68 PAUL SELENYI. 



lieh die bei der Ableitung unserer Formel als Grundlage benützte 

 Annahme, daß die auf der Oberfläche entstehende Erregung in 

 erster Annäherung nur von der dortbefindliehen Schwingung 

 abhängt; dagegen die Richtung des einfallenden Lichtes außer 

 Acht bleiben kann. Es ist leicht zu verstehen ^ daß diese An- 

 nahme gerade bei den der Einheit nahestehenden Brechungs- 

 exponenten mit großer Annäherung erfüllt ist. In der Rubrik cp^ 

 finden wir die mit unserer Formel berechneten Polarisationsazimute, 

 schließlich in der Rubrik (p^ — q)^ die Diiferenz der gemessenen 

 und berechneten Werte. Diese Differenz bleibt in den 

 meisten Fällen innerhalb der Fehlergrenze der Mes- 

 sungen, so daß diese Datenreihe die Verwendbarkeit 

 unserer Theorie — mit den erwähnten Beschränkungen 

 — außer allen Zweifel setzt. 



Wir müssen aber noch besonders über die Kontrolle der auf 

 den Schwefelkohlenstoff und das Methylenjodid bezüglichen 

 Resultaten sprechen. Da nämlich in diesen beiden Fällen der rela- 

 tive Brechungsexponent w < 1 ist, bekommen wir zu den größeren 

 C3 Werten, als der Grenzwinkel der Totalreflexion ist, keine der 



Gleichung 



sin a 



-. — ■ = n 

 sin X 



entsprechenden reellen % Werte. Es wird daher auch jener Wert 

 nicht reell sein, welchen die Formel 



jEp , cos % , a. 



-7S^ = tg Op = —-, r tg d- 



^m "" ^ COS {CO-X) ö 



für das tg qp liefert. Dieser Umstand aber — wie dies aus der 

 Optik bekannt ist ■ — bedeutet, daß das in Rede stehende Licht 

 nicht mehr linear, sondern elliptisch polarisiert ist. Schreiben 

 wir das Verhältnis der beiden Amplifcude-Komponeiiten in der 

 Form 



^ = x + iy = Qe'^, (9) 



dann bedeutet, wie bekannt, q das Verhältnis der reellen Ampli- 

 tuden, und d die Phasendifferenz zwischen ihnen. Aus diesen 

 Daten sind auch die Bestimmungselemente der Ellipse leicht dar- 

 zustellen. Es sei (Fig. 9) tp' die Neigung der Großachse der 



