is, kan men den laatsten term vervangen door 
— ö / dQ 
S(a bey—l^ 
Öx e \Or/ abt e 
fyab 
d ( dQ 
S(abe) ( k fyab- 
ÖXe \_dgabx 
§ 14. De verdere gang der redeneering is nu dezelfde voor het 
materieele en voor het electromagnetische stelsel, zoodat wij ons tot 
dit laatste kunnen bepalen. Daar de in § 11 getrokken besluiten klaar- 
blijkelijk blijven gelden, kunnen wij uitgaan van de vergelijking die 
wij vinden door de nieuwe termen aan (43) toe te voegen. Wij 
hebben dus 
1 „ d(if\)/, 7 a ) 1 d 
rfL -f -dQ-\-2(a)K a dx a = — 2(ab)—~ 1 — 2{abé)-- I ég ab )-+- 
X óx b -x dx e \dg a i ie 
(dL l dQ\ 
-\-2{ab ) ( - \d ( Jab- 
1 - d f dQ 
-2(abe)j-[ 
x dx e \Jjgab t e 
dQ 
9a 
( f 9ab' 
(48) 
\d<Jab % dg ab J 
Bij integratie over S verdwijnen hier de eerste twee termen in 
het tweede lid. In de daarop volgende termen moet de coëfficiënt 
van elke ég ab 0 zijn, zoodat wij vinden 
dQ ^ (,.) 0 / dQ \ __ dL 
dgab dx\dg a b t ej dg ab 
Dit zijn de gezochte differentiaalvergelijkingen. Tevens gaat (48) 
over in 
1 Ö(n?a67a) 1 d f dQ \ 
— dQ+2(a)K a dx a =— ^(ab)-^ T - 2(abe) - ( - (fg ab ) (50) 
x óxb X Ox e \ög a b >e J 
(49) 
§ 15. Wij kunnen ten slotte hieruit de impuls-energievergelijkingen 
voor het gravitatieveld afleiden. Daartoe geven wij alleen aan dit 
veld een virtueele verplaatsing óx c (verg. § § 6 en 12). Wij stellen 
dus c fx a = 0, q a = 0, 
h )/ a b — - 9ab,c dii/'c. 
Klaarblijkelijk is 
en (verg. § 12) 
<fQ = 
dQ 
dxc 
óx c 
,a - • ri!' )/'-'• 
Na deze waarden in (50) gesubstitueerd te hebben, kunnen wij 
dL\ 
daaruit de waarde van ( — ) afleiden. 
dxcjt, 
Stelt men 
