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I Theil. Theorie.
Diese Funktion muss dieselbe sein, wie die durch die normale
Magnetisirungskurve der betreffenden Substanz dargestellte (§ 13);
denn diese gilt für endlose Gebilde, bei denen eben infolge der
Abwesenheit in die Ferne wirkender Enden igi = 0 ist, folglich
<Q t = £>c wird. Eine Haupteigenschaft jener Kurven war, dass, wenn
fet mehr und mehr wächst, ¡g einem Maximalwerthe asymptotisch
zustrebt. Oder wenn wir die Susceptibilität, d. h. das Verhältnisse
der Magnetisirung zur inducirenden Intensität, (§ 14) einführen,
und diese als x (6/) bezeichnen, um zu betonen, dass auch sie
nur Funktion von $Qt ist, so können wir ebenso gut schreiben
¡3 — y - (§0 ■
Und weil und 6/ gleichgerichtet sind, wird
(3) S* — x (§i) $ötx, '¿Sy — y ~ i$Qt) $Qty, ¡2h — * (.¡Qt) ¡Qtz •
Die fundamentale Beziehung zwischen den drei Vektoren 33,
<p, und ¡p [§ 51, Gleichung (27)] wird im vorliegenden Falle
(4) • 33< == + 4 tl
Daraus folgt, dass auch die Totalinduktion 9h dieselbe
Richtung haben muss, wie ihre beiden unter sich gleichgerichteten
Antheile ¡Qt und 4 n was wir dann noch unter Einführung der
Permeabilität p (6/), d. h. des Verhältnisses der Induktion zur
Intensität (§ 14) wie folgt ausdrücken können
öt = p($0 '
Und weil 33/ und ÜQt gleichgerichtet sind, wird wieder
(5) 33, = p (.§/) $tx, 33, = p ($*) §ty, 33s = p 6Ö/) §tz -
§ 55. Linienintegral der selbstentmagnetisirenden Inten
sität. Die selbsterzeugte magnetische Intensität, welche von der
eigenen Magnetisirung herrührt, bezeichnen wir ausserhalb des
Körpers mit ,6/; nach § 47 ist sie dort lamellar-solenoidal vertheilt.
Innerhalb des Körpers accentuiren wir sie und nennen 6/ zur
besseren Unterscheidung dieselbstentmagnetisirende Intensität,
da sie im allgemeinen stets das Bestreben hat, dem fremden indu
cirenden Felde $g e entgegen zu wirken, die eigene Magnetisirung
des Körpers daher abzuschwächen. Im Innern desselben ist nun
<5/ zwar noch lamellar, aber nicht mehr solenoidal vertheilt, da
im allgemeinen die Konvergenz der Magnetisirung eine endliche
