1058 
en dezen samentrekkend vermenigvuldigen met den snelheidsvector : 
= 2 (b) wtj 
ds 
Het resultaat hiervan is weer hetzelfde. Wij moeten nu stellen 
J^ = - X 
Wij teekenen hierbij aan, dat in de gewone vergelijking J = aE, 
de geleidings-coefticient a is 
16. J. Laat ons den tensor nemen, en er zijn geconjugeerde 
uit afleiden : 
F*„b == ^ (cd) I [/g (fabcd 
Wij krijgen dan 
\/gP^^ -VgP'^ 
- VgP" VgP^^ 
P.,,bi=) VgP^^ -VgP^^ 
-VgP^' -VgP^^ -i/gP^ 
Vermenigvuldigen wij dezen tensor samentrekkend met den snel- 
heidsvector : 
dxW , 
^ {b)-j-w’^P*ab, 
ds 
dan krijgen wij een vector, die in stilstaande punten verdwijnt, 
omdat dan iiMK t(P\ en ^P*ai verdwijnen. Bijgevolg is deze 
vector altijd ruil en wij zullen steeds hebben 
0 = l82) l^gF^* — rü(3) y/gP^ 4 B , (16.1) 
en dergelijke betrekkingen voor cyclische verwisselingen van 123. 
Aangezien nn (a = l,2,3) de componenten der polarisatie 
zijn, vinden wij hier bevestigd, dat de ,,midden”-terinen {/g P^^ 
van den polariseeringstensor gevormd worden door de componenten 
van den bijbehoorenden RöNTGENvector. 
16.2. Een dergelijke redeneering passen wij op den magnetisee- 
ringstensor toe. Wij vermenigvuldigen hier ilP"* zelf samen trekkend 
met den snelheidsvector; 
ddP dxW 
JS" (bc) gbc = 2{b) wb 
ds ds 
en krijgen wederom een vector die steeds nul is; want in een stil- 
staand punt verdwijnen rCj, v/;,, w^, en en een transformatie 
naar beweging laat den vector nul. Dus geldt steeds 
0 = lü, 71/” + w, 1/” 4- M^\ [cyd. 123). (16.2) 
Hier ti-etfen wij (\q magnetlseeringspolarisatieV'^ gM'^^ 'ASiw uitgedrukt 
1/^P” 
\/gP^ 
\/gP^ 
