an der Grenze zweier vollkommen durchsichtigen Medien. 713 
die angenäherten Werthe (7) und ($) anwenden. Esnimmt AR/, wenn sin!’ >1 
ist, die Form an: A+ByY-—ı. Nach Analogie von Fresnels Räsonnement 
ist die wirkliche reflectirte Intensität aber A’+B’— (A-+BY—1) (A— BY—1). 
Man erhält A—BV-— ı, wenn man in dem Werthe für R/ überall statt . setzt 
150—!/. Auf diese Weise erhält man aus (7) und (8), wenn bei der totalen 
Reflexion, die reflectirten Geschwindigkeiten mit (A/)), (R/), (R}), (#/) 
bezeichnet werden: 
(R}”) = D" fcos’(y’—z') — Z’sin2y’sin2z’} 
(R/”) = D" $sin’(y’—z’) + L’sin2y’sin2z’} 
(R,?) = D"* $sin’(y”—2z”) + L’sin2y”sin2z”} 
(R/?) = D"* $cos’(y’—z”) — L’sin2y”sin2z”}, 
ul) C 2,1” 
sın sın 
> und ZD’= 
L= TEQOU” 197 ETTERSTONTERTEEDMTFS * . 
NIO #?—(1+ u?) sin?’ R?— (1-+12?) sin Ab” 
Von den vier reflectirten Strahlen verschwinden (R/”) und (R,) nur in eini- 
gen besondern Fällen, nämlich 1) wenn die reflectirende Ebene senkrecht 
auf der Axe steht, 2) wenn das Azimuth der Einfalls-Ebene — o ist, 3) wenn 
das Azimuth der Einfalls- Ebene = 90° und zugleich die reflectirende Ebene 
parallel mit der Axe ist. Die Strahlen (A) und (A) dagegen verschwin- 
den nie. 
8.132. 
Aus den Gleichungen (11) ergiebt sich ein sehr einfaches Gesetz für 
die Lage der Polarisations-Ebene für einen ungewöhnlichen Strahl nach sei- 
nem Austritt aus dem krystallinischen Medium. Bezeichnet man ihr Azimuth 
in Beziehung auf die Austritts-Ebene mit «”, so hat man: 
Dp% cotg y,, 
tang ae’ == Rn: (12) 
Bezeichnet man denselben Winkel für den gewöhnlichen Strahl mit «’, so 
so hat man bei Vernachlässigung der höhern Potenzen 
dafs tang «’—= 2 g 
5 
von &—&/ 
tang y’ R’afi—y” sin (&,/— &/” . 
tangal— 57 li -y N en LUN ce) 
cos ((—Y') D 1—y,'? siny’cosy'sin (2/5) 
z sein Werth aus (7) zu setzen ist. 
Mathemat. Abhandl. 1335. K 
wo für 
