an der Grenze zweier vollkommen durchsichtigen Medien. 61 
sin (b—') sin ($d’— ’ 2). (3) 
I?:I"” = 4*sin’w:(Csin®p’—Acoswcos$’)’ (1-: ins) sin (are) 
Wenn der einfallende Strahl parallel mit der Einfalls-Ebene polarisirt ist, 
so hat man 
C(sin 6”sin bcosb+cos #”sin ?6’)—Acos w(cos 4”sin bcosb-+sin d”cos? an A’sin’w v, (4) 
re { | ar 
sin (#+4) cos (6-4) Yı—y,? ver: 
wonach der ungewöhnliche Strahl verschwindet: 1) wenn A=0o, 2) wenn 
sinw=0. Der gewöhnliche Strahl verschwindet, wenn 
C(sin "sind cosp-+cos p”sin’®)— Acosw(cos d’sind cosh+sing”cos’$#’)—= 0 (5) 
oder, wenn man &’ und & eliminirt: 
(Csing’—A cosu cos”)? $u’— (u’— m’) (1—y,)— sin’o"} 
= (u? cosd”’(Csinp’”—A cosw cos$")+ (u’— r’) Acosw(1—Y,))”. 
Diese Strahlen gehören einem Kegel vierter Ordnung an; annäherungsweise 
erhält man für die brauchbare Wurzel: 
„__Acosw m°— 1? A? sin uw (1—A? sin?w) 
lt ee (6) 
so dafs also der Kegel (2) die erste Annäherung darstellt. 
Bei Vernachlässigung der höhern Potenzen von sin (# — #”) findet man 
das Verhältnifs der beiden Intensitäten (4) 
sin(d—-$')cos(#+$’)(Csin$’+4cosw cos$')sin(#—$”) 
2a 712 — C ya ey 42 7.19 
T’?2J’? = (Csin®’—Acoswcos®’)? 2 4?sin uch a Te ee ua ; 
Wenn der einfallende Strahl allgemein im Azimuth « polarisirt ist, 
so hat man: 
A . Ki 2 w ” Ps ” 
sinw (Set Acos w cos d”)cos(d—&b re y’(sin?d’—sin?6”) cosa 
2 N anliecn) Vi=y,? Mapa 7 Em 
sin? (6+4$') (rent Sina Zt c0s(d—®) cosah U 
1—y, Ruhr 
Bei einem gegebenen Einfalls-Winkel und einem gegebenen Azimuth der 
Einfalls-Ebene kann man immer durch die Wahl des Azimuths der Polari- 
sations-Ebene des einfallenden Strahls entweder den gewöhnlichen oder den 
ungewöhnlichen Strahl verschwinden machen. Soll der gewöhnliche 
