6 4 8 D O C . 4 5 2 H A M I L T O N ’ S P R I N C I P L E … (10a) so sieht man, dass sie bei der Limes-Bildung übrig bleiben. Soll (10a) gelten, un- abhängig von der Art der Grenzüberganges, d. h. unabhängig von , so müssen die beiden Gleichungen … (11) … (12) aus (9a) folgt sofort wegen der Antisymmetrie der S . … (9b) Die Maxwellschen Gleichungen gelten also in erster Näherung. Ebenso ist aus (5) leicht zu zeigen, dass diese Gleichungen in erster Näherung dieselben Gravitati- onsgleichungen des leeren Raumes liefern wie die Riemannsche Theorie. §3. Spezielle Konstantenwahl. Bisher wurde ausser dem Hamiltonschen Prinzip und dessen der linearen Bil- dung von H aus , , nur vorausgesetzt, dass jene lineare Kombination (6) zu wählen sei, welche symmetrische Hamilton-Gleichungen liefert. Dabei ergab sich, dass die universelle Konstante  in (9) bezw. (9a) eingeht, welche sehr wohl eine tiefe physikalische Bedeutung besitzen kann. Man erhält jedoch besonders einfache Gleichungen, wenn man mit dieser Kon- stante zum Limes übergeht. Dann bleibt (9b) bestehen, während (9a) über- geht in … (9c) Daraus folgt jedenfalls, dass die Gleichungssysteme (9b), (9c) und (5) kompatibel sind. Statt (9c) kann auch gesetzt werden , … (9d) wobei die in allen vier Indices antisymmetrische Tensordichte vom Betrage 1 und  ein Skalar ist. Man wird vielleicht verlangen können, dass dieser ver- schwinde, dass also die Gleichungen … (9e) D  G *   D  G **   + 0 = D  G*  0 = D  G**  0 = [p. 5]a]  x  -------- h       –  0 = J 1 J 2 J 3  0 = S     0 = S      x  - =   S   0 S   = =