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des Sciences de Saint-Pétersbourg. 
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durchsichtiger Glasplatten i. e. für a — 1, wird nach 
F. E. Neumann: 
CEE 
1 — m?\2 1—m?\2 
br) jé (rs) 
1—m2\29 1—m?\2 
—1—$, (3) 
Die obige Gleichung vereinfacht sich also jeden- 
falls zu folgender: 
I+ 2 Pcos(x — $) — 
mas =[Z +2ñ cos”(&i— Bi 2 k as S es 8 cos?8 * 
Hier sind noch zwei beliebig veränderliche Grôssen 
nämlich die Azimute 8 und B, der Polarisatoren vor- 
handen,; die eine derselben genügt zur Realisirung der 
Gleichheït der Ausdrücke links und rechts resp. zur 
Erzielung des Verschwindens der Interferenzfarben 
im Polariscop, wir disponiren daher über die andere 
und zwar über $ so, dass die Gleichung sich noch 
weiterhin wesentlich vereinfacht. Wir setzen nämlich 
constant: 
Je 
f= 45°, (5) 
wodurch die obige Gleichung in folgende übergeht: 
I1+-2P cos(a—45°)— (L+2P, cos (&,— a] C-cos’8.. (6) 
Hier ist der Kürze halber als constante Grüsse: 
A 64 (7) 
gesetzt worden, welche Grôsse den obigen Relationen 
zufolge für vollkommen durchsichtiges Glas : a — 1 
und für _— gleiche Polarisatoren: k, = £ den Werth: 
G=2 (8) 
annehmen würde. Wir werden später sehen, wie am 
fertigen. Instrument, ohne diese Voraussetzung der 
wirkliche Werth von C empirisch bestimmt werden 
kann. Ebenso werden wir auch dort die Messung der 
Azimute « und &, der Polarisationsebenen des einfal- 
lenden Lichts erdrtern und da der Winkel $, am Theil- 
kreise abgelesen wird, so bleiben somit zur vollständi- 
gen ue der Aufgabe nur noch die Verhältnisse 
Ÿ 
D und : 2 zu bestimmen. 
F, 
pa 1 — 
Diese Messung kann ebenfalls vermittelst unsers, 
in ein Arago’sches Polarimeter zu verwandelnden 
Instruments ausgeführt werden. Zu dem Ende muss 
die Glassäule um eine durch ihre Mitte o gehende, auf 
der Einfallsebene senkrechte Axe gedreht und die 
Drehungswinkel an einem Theilkreis abgelesen werden 
künnen und ferner das Instrument um die Axe des 
Polariscop-Fernrohrs f drehbar sein, so dass man die 
Einfallsebene der Glassäule der Polarisationsebene des 
einfallenden Lichts parallel machen kann, nachdem der 
Polarisator p entfernt worden ist. Angenommen es sei 
dies bei der Stellung des Instruments in Fig. 1 für 
das von a herkommende partiell polarisirte Licht ge- 
schehen — das von a, kommende Licht sei hiebei durch 
einen Schirm abgeblendet —,s0 dreht man wieder die 
Glassäule um ihre Axe, bis die Interferenzfarben im 
Polariscop verschwinden. Ist © der Winkel, unter 
welchem hiebei die Strahlen auf die Glassäule einfal- 
len, so sind die einander gleichen Intensitätscompo- 
nenten parallel und senkrecht zur Einfallsebene nach 
ihrem Durchgang durch die Pants - 
(klæP)s = lt 
oder : 
(9) 
wo £,, und s, zwei den frühern Constanten £ und s ana- 
loge, F jetzt aber noch von dem Winkel + abhängige und 
2p = 1(e— 1) — ri 
-daher mit diesem variable Grüssen darstellen. Für 
vollkommen durchsichtige Glasplattéen wäre wieder 
nach F. E. Neumann: 
__fsin(o — 9) g (? — mi) 
. en nes (een) 
BE Es 
nn 2 of 
(40) 
und hier ist ©, der zum Einfallswinkel o gehôürige 
Brechungswinkel, mit dem er durch die bekannte Re- 
lation: sin o — ” sin +, zusammenhängt. Da die obige 
Bedingung in Wirklichkeït nicht genau erfüllt ist, so 
dürfte es besser sein, die Function f(@) in Gleichung (9) 
empirisch nach der Arago’schen Methode zu betimmen. 
Zu dem Ende ist es bloss nôthig, zwischen dem Po- 
Jarisator p und der Glassäule g eine parallel zur opti- 
schen Axe geschnittene Quarzplatte so einzuschalten, 
dass ihr Hauptschnitt parallel der Einfallsebene sei, 
darauf die Glassäule der Reïhe nach auf die Einfalls- 
winkel 10°, 20°, 30° etc. einzustellen und jeweilen 
dén Polarisator nach der einen und andern Seite so 
lange zu drehen, bis die Interferenzfarben im Polari- 
scop-Fernrohr verschwinden. Heissen wir y den Winkel, 
den hiebei jeweilen die Polarisationsebene des Polari- 
