POLARISATION DES VON GLASGITTERN GEBEUGTEN LICHTES. 143 



(6) 



Genüge; da hier aus (5) 



2 Tt -=■ = (p. 



und die Bedingungen aus (4) sich auf die eine reduzieren: 



IÄ , 2 7t Ä"\ 1.2% Ä Ä"\ . la ,_-, 



\W + -TB") CÜS * ~ (lJ - ä*) sm ^ = 2^ cos 9' CO 



die aber in die Gleichungen 



Ä - 2% A" l a 

 R "■" ~1T~ = 2% ■ 



2 7t Ä 



AT 

 ~R 







zerfällt, welche die oben in (3) angeführten Werte von Ä und Ä' 

 ergeben. 



Setzt man zur Abkürzung 

 IR 



a 



-| /4:7t' 2 r' 1 -j- l' 1 



tg 2jt (5,. = 



27tr 2 V ItcB' + X*' 

 so wird aus (4) mittels (3) 



i? = — pr A • cos (> + 2 % d r ) , 

 % = + ?L A r • cos ty + 2 n d r ) . 



InX(r-R) 



±7t % Rr + l 2 



(8) 



(9) 



Es ist dies also ein Zustand, bei welchen sich jeder Punkt 

 senkrecht zu r längs des zugehörigen Parallelkreises bewegt; man 

 hat hier also, weil A r und d r von r abhängen, ein nicht ein- 

 faches zirkumaxiales Oszillationssystem als strenge Lösung; 

 dasselbe ist indes für jedes bestimmte r einfach zirkumaximal. 



Es sei nun der Radius der Erregungskugel B sehr klein gegen 

 die Wellenlänge 1) dann kann nach (3) A" gegen Ä vernachlässigt 

 werden; ist ferner r sehr groß gegen X (und dies ist an jeder Stelle, 

 wo Licht beobachtet werden kann, der Fall), dann kann in (4) das 



1 27t 



mit — behaftete Glied gegen das mit -.- behaftete vernachlässigt 

 werden, ebenso E gegen r, und es bleibt in dieser Annäherung 



