Grundzüge der Theorie der starren Magnete. 
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Setzen wir dies in obige Gleichung ein, so wird 
' ö %y _ — 3%äxdy(ii—y) (C — g) 
Ebenso findet man 
— 3 %dx dy (C — z) (?/ — y) 
Ö7? 
Beide Ableitungen sind daher identisch und bleiben das, man 
mag r noch so sehr unter jede angebbare Grenze herabdrücken. 
In derselben Weise beweist man, dass wie 
Folglich sind die Bedingungsgleichungen (7) § 39 erfüllt und 
daher ist § im ganzen Raume ohne Ausnahme lamellar vertheilt, 
auch an der Stelle, wo das Endelement selbst sich befindet. 
Bilden wir zweitens die übrigen Ableitungen der Intensitätskom 
ponenten nach den Koordinaten des Punktes P, indem wir die 
für erstere in § 46 gegebenen Ausdrücke nach den letzteren dif- 
ferentiiren, so finden wir 
d fix % dx dy [r 2 — 3 (g — x)*} 
de 
d.<Q, 
Övy 
Ö w 
d£ 
% dx dy [r 2 — 3 h] — y) 2 ] 
SU doc dy [r 2 — 3 (£ — z) 2 ] _ 
^/»5 ^ 
wir sehen ferner, dass die Summe der drei Glieder rechts folgendem 
Ausdrucke gleich wird 
Dieser ist nun mit Rücksicht auf (18) für endliche Werthe 
von r Null, nimmt aber für unendlich kleine r die Gestalt 0/0 an; 
es lässt sich überdies zeigen, dass er in letzterem Falle nicht 
schwindet. Wir haben also: ' . 
(19) 
0 
[für r>0],