Grundzüge der Theorie der magnetischen Induktion. 
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nicht nothwendig solenoidal, vertheilt. Ferner ist das Linienintegral 
längs einer geschlossenen Kurve, welches wir mit iS bezeichnen. 
Ä Ä $§tL dL = A J% eL dL+0 = ±nqI 
falls diese Kurve q-fach mit dem den Strom I führenden Leiter 
verschlungen ist. 
Aus dem Ausdruck für das selbsterzeugte Potential T t [§ 49 
Gl. (I)], welcher a. a. 0. bereits mit demjenigen für das Gravitations 
potential verglichen wurde, folgt, dass jenes an Unstetigkeitsflächen 
stetig bleiben muss, weil dies bekanntlich auch beim Gravitations 
potential der Fall ist. Folglich müssen die »tangentialen Ab 
leitungen« von T i an beiden Seiten der Grenzfläche zwischen Ferro- 
magnetikum und Interferrikum die gleichen sein, d. h. 
= § t'T" 
Dagegen haben wir bereits (§ 52) erwähnt, dass, wie beim 
Gravitationspotential, so auch in unserem Falle, die zur Grenz 
fläche »normale Ableitung« von Ti einen Sprung um erleiden 
muss; folglich haben wir 
§iV = § iV ~j- 4Ti 
Da ferner kein Grund vorhegt, weswegen auch der Vektor 
an der Grenzfläche irgend welche besondere Eigenschaften auf 
weisen sollte, so zeigt die Summe <Q t — $Q e -\-¡Qi dort dieselben 
Unstetigkeiten wie ihr zweites Glied sie für sich schon aufweist. 
Mithin ist 
(7) <Q t T = $tz. 
Dagegen 
(8) $Qtv = § tv "j— 47e 
Die beiden Gleichungen (7) und (8) besagen Folgendes. 
II. Die Tangentialkomponente der Totalintensität 
ist an Grenzflächen stetig, die Normalkomponente 
dagegen unstetig, wofern sie, und mit ihr die Normal 
komponente derMagnetisirung, überhaupt einen end 
lichen Werth auf weist 1 ). 
1) Dieser Satz bildet die theoretische Grundlage der von Ewing 
und Low eingeführten »Isthmusmethode« zur Bestimmung derMagneti 
sirung in sehr intensiven Feldern. Siehe Ewing, Magnet. Induktion u. s. w. 
Kap. VII. Berlin 1892.