an der Grenze zweier vollkommen durchsichtigen Medien. 133 
wo in 8, s die Werthe für &, #', ®” zu setzen sind, welche der vollständigen 
Polarisation entsprechend durch $. 19. bestimmt sind. Wir haben oben 
$. 17. (2) gefunden: 
Ns’ = sin 26 $sin «’ sina” sin(p’—p”) cos(b’+P")— sin?’ tangg’sin«” + sin?” tangg” sina’}. (2) 
Für s aber erhält man aus (2) $. 17., wenn man tangg’ und tangg” mittelst 
(11) $. 19. eliminirt: 
Ns = — sin2$ (cos&’ sin x” sin($—®') + cosx” sin’ sin (d—®")). 
Man hat also: 
tang (= 
sin x’ sin ©” sin(p’—&”) cos (d’+$”) — sin? p’tangg’sina”’-+sin?$”tangg”sinx’ (3) 
cos x sin” sin (P—P’) + cosa” sin x’ sin (P—&”) ö 
Wenn man nach (2) und (5) $. 16. setzt: 
‚ 1 
tangg = 0: 
und nach (34) $. 15.: 
© "— 
tangq CE 
1 m—u? © ie n®—u? 5 r 
5 =, ;uaw-u)sin), — = —-sin(u+v) cosk 
und endlich: 
— ren 2 
> = ——-=sin’o 
und 
au: __ sin ?p’— sin ?®” 
2 77008 (u+V)) — cos(u—u)’ 
so erhält man: 
tang « Be (4) 
. 1. 7 ’ 7) FER '—5i +v’)cos U: ’ ” 
1, [erringen (Eee in een) u) 
= —sin(® —ob ) —— ——o 
cos«’ sin.” sin (P— $’) + cosx” sin’ sin (P — &”) 
Numerisch kann man hieraus immer die Ablenkung der Polarisations- Ebene 
berechnen aus dem Winkel der vollständigen Polarisation, dem Azimuth der 
Einfalls-Ebene und denjenigen Gröfsen, wodurch die Lage der reflectirenden 
Ebene bestimmt ist, und man kann der Gleichung (3) leicht eine hiefür noch 
bequemere Form geben. Die vollständige analytische Elimination von &', 
x”, u, wW, v, v’ scheint aber zu weitläufigen Rechnungen zu führen, und ich 
werde mich daher begnügen, in dieser Elimination nur die erste Potenz von 
=’—u” oder, was dasselbe ist, von sin (# — ®’) zu berücksichtigen. Bei dieser 
