Interferenzerscbeinungen bei Röntgenstralilen. 
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— 21 bis zu + i)/, nach n von — iV bis + iV, nach p von 
— P bis -f- P auszuführen. Die Lage der Intensitätsniaxima 
ist von derartigen Annahmen nicht abhängig ^). Die Intensität 
der Schwingung (4) wird dann : 
&m^2IA sin^ .YP sin^^YC' 
’/P sin^l^ sin^^P sin^DC' 
Jeder dieser Sinusquotienten erreicht sein Maximum be- 
kanntlich, wenn sein Nenner verschwindet. Die Bedingungen 
für die Maxima lauten also: 
Ä = 2h\jl d.h. öl a:a-j-a2 y /i-b (ll z/' = ^*1 /^0"j"bu70 
Jj = 2h>7l „ — 
C—'lhin , flax« + Ö3;//^+Cl327 = /j3‘^^+Cl3a;O0-l"a32//5ü“|" fll£/V 
Die links stehenden Summen sind gleich der Länge je einer 
Kante multipliziert mit dem Kosinus des Winkels zwischen ihr 
und der Richtung a, /5, y. Jede der Gleichungen (7) stellt somit 
eine Schar von Kreiskegeln dar, deren Achse mit der Richtung 
einer der Kanten Oj, o^, Q 3 zusammenfällt^). Nun wird es frei- 
lich nur in Ausnahmefdllen Vorkommen, dafa eine Richtung allen 
drei Bedingungen gleichzeitig genügt. Darin liegt die Kom- 
plikation gegenüber dem einfachen oder dem Kreuzgitter. Den- 
noch ist ein sichtbares Intensitätsmaxirauin zu erwarten, wenn 
die Schnittlinie zweier Kegel der ersten beiden Scharen einem 
Kegel der dritten Schar nahe liegt. Wir wollen diese Ver- 
hältnisse etwas näher betrachten für den in Fig. 5, Tafel II 
abgebildeten Fall, in welchem ein regulärer Kristall in Rich- 
tung einer der Kanten Oj, a^, Oj durchstrahlt wird. 
In diesem Falle erhalten die drei Kanten die gleiche Länge a 
und stehen senkrecht aufeinander, so dah wir in ihre Rich- 
tungen die Koordinatenachsen le^en können. Da dann 
b Damit stimmt die Beobachtung überein. S. p. 318 letzter Absatz. 
b Man macht sich, wie in der Gittei-theorie, leicht an der elemen- 
taren geometrischen Konstruktion des Gangunterschiedes zwischen zwei 
parallelen, von benachbarten Teilchen ausgehenden Strahlen klai’, daß 
dieser Gangunterschied auf den genannten Kegeln konstant ist. 
