Theorie der Fortpflanzung des Lichtes. 19 



eo 2 . c — ß cos 2 qp — ď sin <jp 2 , (11) 



oder es ist: 



n . . 27t I x cos <p + V si n <P \ 



iv z= 0, u rz — sin œ sin — í y — I 



r \ « / 



2n I x c,os<p-\-y sin <p 



\ a 



v — cos q) sin 



Dies giebt, weil sich die Gl. (IX. a ) auf 



dhi d' 2 u . . D 2 v 



C S72 ^y^ + y 



?i 3 ' ty 2 ' ' dxty 



Z 2 v _ 3 2 m , D 2 ^ 



reducieren, 



daher 



sin <p . c . to 2 = y sin <p 3 — y' cos 2 qp sin <jp 

 cos <p o c . ea 2 = y sin <p 2 cos <p — y' cos <jp 3 , 



ces 2 = y sin (p 2 — y 4 cos 2 qp (12) 



Der Wellennormale, welche in der xy Symmetrieebene enthalten 

 ist und mit der cc-Axe den Winkel <p einschliesst, entsprechen offenbar 

 zwei linear und senkrecht zu einander polarisierten Wellen, deren 

 Brechungsindex sich mit dem Winkel q> ändert. 



Es lehrt nun die Erfahrung (Rüdbehg), dass wenn man aus 

 einem rhombischen Krystall ein Prisma anschleift, dessen Kante einer 

 krystallografischen Axe, also einer Symmetrieaxe parallel ist, der eine 

 von den zwei durch Doppelbrechung entstehenden Stralen einen con- 

 stanten, vom Einfallswinkel unabhängigen Brechungsindex besitzt. Ist 

 es jener Stral, dessen Vector parallel ist der krystallograiischen Axe, 



also der Stral u = 0, v=:0, iv^.0, so folgt aus (11) wegen -=- =0 



ß -f a 4 = 

 und in ähnlicher Weise dann 



y + 0' = O, « + y' = 0. 



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