485 
1 
mng fj 1 — — bestaan. Wilde men een spanning van diezelfde grootte 
teweegbrengen met werkingen die tot een spannings-energie-tercsor 
aanleiding geven, dan zon men, tot rechthoekige coördinaten over- 
gaande, tot een spanning komen, die in 0 . oneindig groot wordt. In 
die coördinaten zou n.1. 
t 1 sin*& 1 
zijn. 
§ 52. Het behoeft geen betoog dat het meer bevredigend zou 
zijn, zoo men aan het gravitatieveld een spanningsenergie-fem'or kon 
toeschrijven. Dit nu kan men inderdaad doen. 
De door (57) bepaalde grootheden £ e 0 h vormen nl. een tensor en 
wegens (58) kan men (79) vervangen door 
Kh — — divk Z — divh fo (85) 
als men r 0 definieert door de met (78) overeenkomende betrekking 
tok — — êoh (86) 
De vergelijking (85) doet zien dat men, evengoed als t% ook de 
grootheden t e 0 ^ als de spanningen enz. in het gravitatieveld kan 
beschouwen. Deze opvatting is nu bijzonder eenvoudig. Men kan nl. 
als men ook op (41) let, uit de vergelijkingen van het gravitatieveld 
v 65) afleiden 
G = y/T 
en 
Z'ab — — — (G a ,b — è 9abG). 
y. 
Vervolgens vindt men uit (66) 
r h = ~ G2(a)r*g ah - - 1 - 2(a)i°‘G ah 
ly. x 
en uit (57) en (86) ► 
t e oh = -? h ■ (87) 
In elk punt der veldfiguur zouden dus de componenten van den 
spannings-energietensor van het gravitatieveld gelijk zijn aan de over- 
eenkomstige grootheden voor de materie of het electromagnetische 
stelsel, met het tegengestelde teeken. Het is onmiddellijk duidelijk 
dat bij deze opvatting aan het behoud van hoeveelheid van beweging 
en energie voor het geheele stelsel voldaan is. Deze omstandigheid 
was het dan ook, die mij aan den tensor \ — — '£ deed denken en 
ik heb de in §§ 38 en 39 gegeven inkleeding alleen gekozen om te 
