479 
deze laatste grootheden bepalen klaarblijkelijk de deformatie van 
een oneindig klein deel der door de wereldlijnen gevormde figuur 1 ). 
De berekeningen worden het eenvoudigst als men stelt 
L — V—g H (72) 
en, bij constante g a h s, 
ÓH = 2 (a) U a óx a + 2 (ab) V b ~ . . . . (73) 
a ÖXb 
Beschouwingen die geheel met de in §§ 4 — 6, 1915 meegedeelde 
overeenkomen, leiden nu tot de bewegingsvergelijkingen en tot de 
volgende uitdrukkingen voor de componenten van den spannings- 
energie-tensor 
r c = — L — V-g F' (74) 
en voor b =]— c 
(75) 
De differentiaalvergelijkingen voor het gravitatieveld nemen ook 
nu weer den vorm (65) aan, als men de grootheden T a b bepaalt door 
in het eerste lid worden bij het differentieeren de coördinaten der 
stoffelijke punten onveranderd gelaten. Om nu te bewijzen dat 
Tab en aan (66) voldoen, moeten wij aantoonen dat 
L - \/-g V° =2S(a)g 
,ÜC I 
en voor b — 1= c 
'dL 
dg ac 
IS. 
Substitueert men hierin voor L de waarde (72) en neemt men 
(70) in aanmerking, dan blijken deze vergelijkingen hierop neer te 
komen, dat voor alle waarden van b en c 
22(a)!l ^l + V c =0 (76) 
moet zijn. 
Deze betrekking vloeit onmiddellijk voort uit de voorwaarde, die 
men in elk geval aan L moet stellen, dat hdS een scalaire groot- 
heid is, waaruit volgt dat H scalair moet zijn, dat men dus in een 
bepaald geval voor H dezelfde waarde moet vinden, onverschillig 
van welke coördinaten men gebruik maakt. 
9 In de gevallen waarvan in § 43 sprake was, kan 2L inderdaad zoo worden 
voorgesteld. 
\ 
