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richtung. Stehen z. B. die einfallenden Strahlen senkrecht zum Schirm (l = 0, 

 m = 0, n = 1), so geht das vorstehende Integral über in 



A\ sin— p (Vt — f -j- ax -\-by)dy dx: 



denkt man sich jetzt in dem obigen allgemeineren Integral die Grössen a, b 

 resp. durch d , b' ersetzt, und nimmt 



d — l — a, b' — m = b, 



so unterscheidet es sich von dem vorstehenden Integral nur durch den kon- 

 stanten Faktor n (Cosinus des Einfallswinkels). Um also aus der bei senkrecht 

 einfallendem Licht stattfindenden Beugungserscheinung diejenige bei schiefer 

 Incidenz abzuleiten, braucht man nur die für erstere entworfene Projektion 

 parallel mit sich selbst zu verschieben, bis der frühere Anfangspunkt, in wel- 

 chem sich in jenem Fall die direkten Strahlen sammelten, mit der Projektion 

 (l,m) des jetzt vom direkten Licht getroffenen Bildpunktes zusammenfällt; 

 abgesehen von dem Faktor n erfährt dabei die Projektion des Bildes nicht 

 die mindeste Aenderung, während das halbkugelige Bild selbst eine um so 

 grössere Verzerrung erleidet, je weiter die Verschiebung geht. 

 18. Wir führen jetzt zur Abkürzung die Bezeichnungen 



^{Vt-.f)=p, ^{a-l) = q, *f(b-m) = r 



ein, so dass der Ausdruck für die Exkursion, wenn der Faktor nA einstweilen 

 weggelassen wird, die Gestalt 



II) I sin (p -j- qx -\- ry) dy dx 



annimmt. Wird hier der Teil p der Phase, welcher die Zeit t in sich schliesst, 

 von dem übrigen Teil, welcher die Koordinaten enthält, getrennt, so ergibt sich 



sin^i cos^a; -f- ry) dy dx -\- cosp sin(#a; ~\- ry) dy dx 



= C sinp -|- S cosp, 

 wo zur Abkürzung 



cos^a; -f- ry) dy dx = C und sin(qx -\- ry) dy dx = S 



gesetzt wurde. Macht man nun 



C — M cos (p, S = M sin % 



so wird 



C sinp -j- S cosp = M sin (p -\- <p) 



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