1385 
vereenvoudiging invoeren, dat de g a b s zeer weinig van de normale 
waarden (100) afwijken. Deze laatste beantwoorden aan 
u = r 2 , v — 1 , w = c 2 . . . . . (102) 
en wij stellen dus nu 
u = ?- s (l + ^l , v = 1 -)- ft , w = c- (1 -j- v) . . (103) 
Wij beschouwen de van r afhankelijke grootheden X, (x , v, evenals 
hunne differentiaalquotienten als oneindig klein van de eerste orde 
en verwaarloozen in de veld vergelijkingen grootheden van tweede 
en hoogere orde. Dientengevolge mogen wij voor G lx enz. schrijven 
G u = 1 (1 + 2 rX' + ir 2 l" — (it — {rp' f £n>'), 
1— 
G tl = (1 — «j 2 )(A + 2 rV 4 ^r 2 X" — (j, — ^ rp ' -f- £ rv '), 
2 „ 1 , 
G lt — 1+1 f* + , 
r r 
In de tweede leden der veldvergelijkingen (65) kunnen wij voor 
g a b de normale waarde stellen ; bovendien zullen wij voor T a b en T 
de waarden nemen, die voor een stelsel incohaerente stoffelijke 
punten gelden. Dit laatste is geoorloofd als wij geene andere inwen- 
dige spanningen onderstellen dan die welke uit de onderlinge aan- 
trekking voortvloeien en bij den gekozen graad van benadering 
verwaarloosd mogen worden. 
Daar wij de aantrekkende materie in rust onderstellen is volgens 
(10), (16) en (15) (1915) w l = iv s = w t = 0, ?c 4 = p, u x = u t = 0, 
u 4 — c*q, P =■ CQ. 
Verder is volgens (23) (1915) in de nu gebruikte notatie 
UfiW e 
zoodat van de spannings-energiecomponenten der materie 
V = CQ 
de eenige van nul verschillende is. Uit (66) volgt dan verder dat 
ook van de grootheden slechts één, nl. T i4 niet nul is, en wel 
is, (daar y — g = c r 2 mag worden gesteld), 
Ten slotte krijgt men de drie differentiaalvergelijkingen 
X -)- 2 r 144 \ r * — V — i r P r '4- 4 r v ' = — h x Q’ • (104) 
2 r X' -\- r 2 X " — r p' -j- £ r 2 v " = . — \ x q, . . . (105) 
r v' -f h r s v" — i x .. . (106) 
