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wird, wodurch tange=-+ ı nach (D) $. 12 wird, oder e=+ 45°, und also 
nach (A) 9.12: F=o, wenn „= — = 15° gesetzt wird. Die Lage dieser 
schwarzen Zonen ist also durch die Wurzel der Gleichung (41) bestimmt, 
welche kleiner ist als d, d. i. durch 
_ a1 __ hbcoshbcoshy+hy sin hb sinhy 
(=) re sin 2b + 2hb 
Wenn das centrale Feld und die Seitenfelder gleichen Charakter haben, d.h. 
wenn in beiden der auf der Höhenrichtung der Platte senkrecht polarisirte 
Strahl der raschere ist, dann hat diese Gleichung zwei gleiche Wurzeln, 
und man kann statt derselben ihr Differential nach y setzen; dies giebt 
(43) o={$hb cos hb— sin hb} sin hy — hy sin hb cos hy 
Ich werde jetzt als Beispiel für A, d u. s. w. dieselben numerischen Werthe 
wie oben in die Formeln (40) substituiren. Dies giebt für den Fall der sta- 
tionären Temperatur: 



d d j : 
__— I —ke-uzxz $0.1226 — 0.3683 08 I — 0.4630 9 sin 9} 
dx dy 
du do . 32 
N —ke- .12s® $0.3683 sin I — 0.1630 9 cos O} 
dy dx 
und hieraus erhält man, wenn 


du do 
Yy= 0: — — — 0.0513 ke- 0.125 x 
dx dy 
du do 
==0% _ — — 0.0894 ke- 0.125 & 
Di FE 27 gake 
woraus hervorgeht, dafs die höhere Farbe an den Rändern liegt, welches 
ich in Platten, ähnlich der hier berechneten, auch immer beobachtet habe. 
Im vorliegenden Falle verhalten sich die Luftdicken, welche der centralen 
Farbe und der Randfarbe nach der Newtonschen Scale correspondiren, wie 
3:5, z. B. wie weils und orange im ersten Ringe. 
du do 
Aus = == 

findet man für $ den angenäherten Werth + 20°, worausy=+3.5; die 
schwarzen Zonen liegen also den Rändern etwas näher, als der Mitte der 
Platte. Ich habe in Platten, die ungefähr solche Dimensionen hatten, als 
