22      P-  Kaemmerer,  Ueber  die  Interferenzerscheinmigen  an  Platten 
rechte  Ellipse  linke  Ellipse 
xr  =  eipt  xl  =  eipt.ei()' 
yr  =  i^eipt  yj  =  —  \v  .  eipt.eicV 
Hierbei  ist  p  =  2  ti  :  T,  T  die  Schwingungsdauer,  t  die  Zeit. 
Aus  beiden  Wellen  entstellt  durch  Super position  eine 
Schwingung  mit  den  Komponenten: 
x  =  xr  +  Xl  =  eipt  (l  +  ei(?) 
y  =  yr  +  yi  =  i^.eipt(i-eifJ). 
Um  hiervon  die  Schwingungsform  festzustellen,  hat 
man  den  Quotienten  x :  y  zu  bilden.    Man  erhält: 
^_     l-f  e1^ 
y  ~~i,,(i_e^)' 
was  sich  überführen  läßt  in: 
x  sinJ 
y      v{l  —  cosd1)' 
Da  dieser  Quotient  reell  ist,  so  muß  die  aus  dem  Kri- 
stall austretende  Schwingung  überall  eine 
linear  polarisierte  sein,  natürlich  in  den  Grenzen  der 
Annäherung. 
In  einer  beliebigen  Einfallsebene  ändert  sich  dann  nach  obiger 
Formel  das  Azimut  des  den  Kristall  verlassenden  Lichtes  so, 
daß  es  sich  mit  wachsendem  Austrittswinkel 
stetig  dreht,  und  zwar  wird  wieder  dasselbe  Azimut 
erreicht,  wenn  die  Phasendifferenz  3  der  elliptischen  Wellen  um  2  tf, 
der  Gangunterschied  r  um  eine  Wellenlänge  l 
zugenommen  hat. 
Infolge  der  Isotropie  der  hier  besprochenen  Kristalle 
ist  in  konzentrischen  Kreisen  um  das  Einfallslot  das  Verhalten  das 
gleiche.  (Fig.  1  gibt  einen  Überblick  über  die  Verteilung  der 
Polarisationszustände  an  der  Plattengrenze.)  Wird  nun  das  aus- 
tretende Licht  durch  einen  Mcol  analysiert,  so  muß  bei 
Beleuchtung  mit  einfarbigem  Licht  Dunkelheit  ein- 
treten in  konzentrischen  Kreisen  überall,  wo  das 
Azimut  des  analysierten  Lichtes  senkrecht  zum  Mcolazimut  ist. 
Sind  Polarisater  und  Analysator  gekreuzt, 
so  entsprechen  die  dunklen  Kreise  den  Gangunter- 
schieden von  1,  2,  3  ...  W  e  llenlängen. 
