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Die auf die Körpertheilchen einwirkende Kraft wird nun 
einmal abhängen können von der Krümmung der dieselben 
verbindenden Wellenlinie 1 ), dann aber auch von dem Ab¬ 
stande derselben von der Gleichgewichtslage. Wir wollen 
Beides als das Wahrscheinlichere nehmen. Demzufolge wird 
sich diese Kraft zum Theil zwar auch als eine Deforma- 
dV 
tionskraft EVt darstellen, aber freilich als eine Deforma- 
dx 2 
tionskraft der durch den schwingenden Aether verschobenen 
Körpertheile. Dazu wird dann eine direct einwirkende 
Schiebkraft hinzutreten, die, sofern sie dem jedesmaligen 
Ausschlage proportional ist, durch K^ bezeichnet werden 
möge, und von der es dahin gestellt bleibe, ob sie unmittel¬ 
bar von den drängenden Aethertlieilchen ausgeht oder erst 
mittelbar durch die Reaction der Körpertheilchen erzeugt 
wird, e ist selbstverständlich positiv, das Vorzeichen der 
übrigen Kräfte dagegen vorerst unbestimmt. Und da der 
Verlaut der Dispersion, wie angedeutet, vom Aggregatzustand 
unabhängig ist, so bezieht sich der Inhalt von E' und K 
nicht sowohl auf diejenigen Kräfte, welche wie bei festen 
Körpern das Gefüge derselben Zusammenhalten, als viel¬ 
mehr, analog dem Verhalten der mit Rotationspolarisation be¬ 
gabten Dämpfe, auf die Kräfte zwischen den Bestandtheilen 
der Moleküle selber, oder endlich auf die wechselseitigen 
Kräfte zwischen Aether- und Körpertheilchen, sofern die¬ 
selben von der Beschaffenheit und Form der letzteren ab¬ 
hängen. Wir hätten sonach für die Bewegung der Körper¬ 
theilchen : 
lb. 
m 
' d V=E‘^-+Kp'. 
dt 2 dx 2 
Die weitere und einzige Schwierigkeit besteht jetzt 
in der Behandlung der Functionen E, E', K, die, wie man 
erkennt, die Schwingungsdauer oder Wellenlänge implicite 
1) Leisteten die Körpertheilchen eines Mittels der Bewegung 
gar keinen Widerstand, so bestände für dasselbedienämlicheGleichung, 
als wenn die Massen m und m' fest mit einander verbunden wären, d. h. 
, . nd 2 o d 2 p 
; dt 2 dx 2 ' 
Auch diesen Extremfall wird die Theorie zu berücksichtigen haben. 
