bezüglich n=n (1 — ik) — wobei n und k reellen Brechungs- und 
Absorptionsindex bezeichnen — stattünden müsse. Gerade um dies 
ldar zu stellen sind die Ueberlegungen des § 2 durchgeführt und 
ist gezeigt worden, dass der Einflnss der Polarisationselektronen auf 
n 8 betrachtlich grösser sein kann, als auf' Cl. Dasselbe bestatigen 
Bestimmungen von n und k, die Herr Ingersoll *) in dem Bereich 
von 0,6 bis 2,1 p für Stahl ausgeführt bat. 
Für ein ideales Metall sollte namlich nach (9) bei Fortlassung 
der Einsenden n 0 2 geiten 
also 
(1 V-2^ 0 ) 
q(v -(- iv') 
v(v 2 -|- v hi ) ' 
(19) 
n \ (! -V) = 
r 8 +F 
+ F 2 ) 
und daher 
2 n\ - 
Für sehr kleine v/v’ raüsste also sein 
• ( 20 ) 
( 21 ) 
+ P 8 ) 
d. h. k mit wachsendem l auf Eins abfallen, n parabolisch anstei- 
gen. Diese Tendenz ist aber in den iNGERSOLL’schen Resultaten nur 
zum Teil ausgedrückt ; n verlauft zwar einigermassen geraass dieser 
Forderung, und k halt sich etwas oberhalb Eins, hat aber bei 
). — 2,1 (Li noch keine deutliche Tendenz, =1 zu werden. Es ist 
wichtig, dass in § 2 erwiesen ist, dass trotzdem magneto-optisch der 
Idealzustand nahezu erreicht sein kann. 
Die aus den INGERSOLL’schen Beobachtungen durch Herrn Snow 
berechneten Zahlen Q und q für Nickel zeigen einen ganz andern 
Yerlauf, als die für Stahl oben zusammengestellten. Sie lauten fol- 
gendermassen 
X 0,59 0,74 1,24 2,12 
Q 0,0081 0,0120 0,0167 0,0320 
q — 28, °0 — 52, °7 -109° —175° 
Q zeigt also in dem dargestellten Bereich noch keinerlei Tendenz, 
0 L. R. Ingersoll, Astrophys. Journ. 32, p. 265, 1910. 
