境中的静系K。

    板条S截面端点的磁质量对磁场只有趋于不可觉察的小的贡献，论文还给出了佐证：在条件没有本质变化的情况下，如果电容器板和板条为圆柱形，则由于对称的缘故，则根本不会有自由磁质量。

    根据方程5可知板条S内部的情况为方程6：

    Dz+υHy/c=e(Ez+υBy/c)，

    By+υEz/c=Hy+υDz/c)。

    其还可以写成方程6a的形式：

    [1-eυ/c）2]By=（υ/c）·Ez·（e1）+Hy·[1-（υ/c）2]，

    [1-eυ/c）2]Dz=e·Ez·[1-（υ/c）2]+（υ/c）·Hy·（e1）。

    论文剩下的工作就是对方程6a的各种讨论和分析。

    首先，论文对方程6a给出了文字解释和评论：

    “在板条的表面上，电介质位移没有经历跃变，从而它等于电容器板(或更准确地说是板A1)每单位面积的电荷。

    此外，如果δ表示板的间隔，则 Ez×δ等于在电容器板A1和A2之间的势差。因为如果人们想象这板条被一平行于XZ平面延伸的无限窄的狭缝所分隔开的话，由对 E这一矢量成立的边界条件可知，它等于在狭缝中的电力。”

    其次，论文讨论了如果没有外界激发的磁场，即磁场强度消失为0，则方程6a变为方程6b（方程6a最右侧的磁场项为0）：

    [1-eυ/c）2]By=（υ/c）·Ez·（e1），

    [1-eυ/c）2]Dz=e·Ez·[1-（υ/c）2]。

    对方程6b论文给出了文字解释和评论：

    “由于我们必定有υ&a;lt;c，如果e1&a;gt;0，则在后两个方程中 Ez的系数必定是正的。

    与此相反， By和 Dz的系数却大于、等于或小于零，这分别取决于板条的速度是否小于、等于或大于 c/√（e，即在板条媒质中电磁波的速度（注：媒质中的光速）。

    因此，如果 Ez有一固定的值，即如果人们施加一固定的势差于电容器板，并且从低值到高值改变板条的速度，则一开始在板条中，正比于矢量 D的电容器板的电荷以及磁感应强度 B都将增加。

    当υ达到 c/√（e值时，电容器的电荷和磁感应强度都变成无限大，从而在这种情况下，即使施加任意小的势差也会摧毁板条。

    对于所有υ&a;gt; c/√（e都导致 D和 B的负值，因此在后一种情况下，施加于电容器板的势差将在与势差相反的意义上给电容器充电。”

    最后，论文讨论了有从外部激发的磁场 Hy存在的情况，即方程6a的第二个方程，记为方程6a.2：

    [1-eυ/c）2]Dz=e·Ez·[1-（υ/c）2]+（υ/c）·Hy·（e1）。

    方程6a.2给出了在给定 Hy的情况下在 Ez和 Dz之间的关系，如果只考虑υ/c的一次量，即υ2/c2=0，则方程6a.2简化为方程6a.2a：

    Dz=e·Ez+（υ/c）·Hy·（e1）

    方程6a.2a的意义是与洛伦兹理论有了对照的基准，对于类似的情形，洛伦兹理论给出的为方程7：

    Dz=e·Ez+（υ/c）·Hy·（e-1）

    后来1913年H.A.威尔逊的实验证明爱因斯坦和劳布的方程6a.2a是正确的。

    在论文的最后，爱因斯坦和劳布又对方程6a.2a进行了两种情况的讨论：

    情况一：

    将电容器板A1和A2用一导体联接起来，则每单位面积 Dz数量的电荷就会在电容器板上产生，此时对于联接起来的电容器板 Ez=0，则方程6a.2a变为方程6a.2b：

    Dz=（υ/c）·Hy·（e1）

    情况二：

    用一具有无限小电容的静电计联接电容器板A1和A2，则 Dz=0，则方程6a.2a变为方程6a.2c：

    0=e·Ez+（υ/c）·Hy·（e1）

    爱因斯坦和雅各布·劳布关于运动媒质的电动力学第一篇论文《关于动体的基本电磁方程》就此结束，此文《物理学年鉴》于1908年5月2日收到，最终于7月7日发表。