II. Abteilung. Naturwissenschaftliche Sektion. 157 



Um die Polarisation zu finden, die dem zweiten Gliede der reflektierten 

 Welle entspricht, müssen wir berücksichtigen, daß wir es mit zwei ent- 

 gegengesetzt gerichteten Strömen zu tun haben, die um das feste Stück h 

 gegeneinander verschoben sind. Es tritt daher nach der Elektronen- 

 theorie an Stelle von p ü der Ausdruck 1 ): 



C\ 



S p = (p o)g — (p ö)^ _}. h = — ^| (P Ö) h. 

 Wir definieren nun folgendermaßen: 



^ = ^ r ;h = jh = j' J 



also ist: 



Sßj finden wir aus der Beziehung: 



__ 2J /1_ 1 \ 2J /r 2 — rA 



c Vrj r 2 / c V r x r 2 /' 



rj und r 2 sind die Entfernungen des Aufpunkten von den Zentren der 

 beiden kreisförmigen Querschnitte, die dem Doppelstrome angehören. 

 J ist der Strom, der einen dieser Querschnitte durchfließt. Da die Zentren 

 nur um das unendlich kleine Stück h von einander entfernt sind, so ist 

 zu setzen: r x r 2 == r 2- , r 2 — r x = h. 



Wir erhalten also: 



2J.h ^ 



c r 2 c r 2 



Aus den Maxwellschen Gleichungen (2) finden wir für h den Wert: 



n ia t 1 in [t -(- -) 

 * = ?$}'?* K CÄ (29) 



Aus (28) und (29) folgt: 



a, i 11 f t — | — J 



J ' = 2 v e v cA (30) 



J' ist jetzt der dem Magnetfelde des Doppelstromes äquivalente Strom. 

 Die Strömung durch die Flächeneinheit, die wir bei Berücksichtigung der 

 zweiten Partialwelle erhalten, ist: 



v — 8 /8$A 8 ., 8 ___, 



_8_ 

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N a, n i i n ( t -1 — ) | 



J ) Vgl. z. B. H. A. Lorentz: The Theory of Electrons. 1909, p. 16 § 11. 



