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die durch Fortlassung der Indices j charakterisiert werden mogen ; 
nur ist für sie k= 0. Dagegen (ragen zu der elektrischen Konvektion 
alle Elektronen bei, und die MAXWELL-HERTz’schen Gleiclmngen liefern 
demgemass 
(n 2 — 1)X = in 2éNh£,h, ( 2 ) 
wobei die Summe 2 alle Elektronen betrifft. 
Für den Fall periodischer Schwingungen von der Frequenz v 
wird die Gleichung (1) zu 
worin 
Pj = kj — mjv 2 -j- irhj , S 1 = SeN/£h , 
und es folgt bei Summation über alle Polarisationselektronen 
wobei 3^ eine nene Bezeichnng ist. Die Anwendung von (3) auf 
die Leitungselektronen liefert bei e § JSf = S 
/ in N 
\4n<?'N /„ in \ 
) p - = { x +sV 
Dabei sind auch S und 01 neue Bezeichungen, und es gilt 
S l +S=S4hNh., 
Demgemass liefert (2; sogleich 
(n 2 -l)(l-|Ji 1 ) = 3i+3{ 1 (6) 
Die Ausdrücke für 3t, und 9t kann man bei Einführung von 
4jt Nj elrrij == qj und hjfmj = vf schreiben 
9i, = S 
vf — v 2 + ivv' 
91 
Q 
v (v — iv') 
(7) 
Für ein geeignetes Metall und eine genügend kleine Frequenz, 
bei denen die Wirkung der Leitungselektronen diejenige der Pola- 
risationselektronen betrachtlich übertrifft, kann |3i,| als klein neben 
|9t| geiten. Ist überdies auch i |.5lj| klein neben Eins, so wird 
einfach 
n 2 - 1 = 31 + 91,(1+^91) (8) 
Als ein „ideales” Metall mag ein solches bezeichnet werden, bei 
dem die Wirkung der Polarisationselektronen ganz fortfdllt ; für ein 
solches gilt dann 
n 2 0 - 1 = 3i (9) 
Führt man die magneto-optischen Etfekte in Metallen auf dieselben 
