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Carl Lübberi. 
mittels der Ausgleichsrechnung nach der Methode der kleinsten 
Quadrate. In den meisten Fällen reicht das graphische Verfahren 
vollständig aus und auch im vorliegenden Falle wurden die Kon¬ 
stanten fast durchweg auf diese Weise ermittelt. Tabelle 2—8 
enthält die so bestimmten A n und B n , sowie die beobachteten 
und berechneten A n und ihre Differenz. Die Abweichungen be¬ 
tragen höchstens einige Einheiten der fünften Dezimale und dürften 
wohl Beobachtungsfehlern zuzuschreiben sein. Das Li CI wurde 
zuerst versuchsweise untersucht und ist dort die Genauigkeit etwas 
geringer, was die grösseren Abweichungen erklärt. Im allgemeinen 
dürften aber die Brechungsexponenten bis auf einige Einheiten 
der fünften Dezimale richtig sein. 
8. Die Eigenschwingungen der Halogene. 
Die Abhängigkeit des Brechungsexponenten von der Wellen¬ 
länge hat sich in den meisten Fällen gut durch die Ketteler- 
H elmholtzsche Dispersionsformel darstellen lassen. Für durch¬ 
sichtige Medien lautet dieselbe in der allgemeinsten Form 1 ): 
(9) i> 2 = 1 + oder n 2 = a 2 + 4 ,., 
wo n der Brechungsexponent bei der Wellenlänge 1 , V die Wellen¬ 
länge der Eigenschwingung und m' bzw. a 2 und M Konstanten 
sind. Beim Vorhandensein von nur einer Eigenschwingung geht 
sie für Beobachtungen im Ultravioletten über in die Form: 
(10) n 2 = 1 + a + . , Mv >( , 
Für Beobachtungen im ultravioletten und sichtbaren Teil muss oft 
der Einfluss ultraroter Eigenschwingungen berücksichtigt werden 
und die Dispersionsformel wird dann: 
(11) n2 = 1 + a “h 
Während die Formel (10) sich für die meisten Dispersions¬ 
bestimmungen als nicht ausreichend erwiesen hat, sondern eine 
gute Darstellung erst mit der Formel (11) möglich war, haben 
sich die vorliegenden Beobachtungen ausnahmslos durch die ein- 
0 P. Drude, Arm. d. Phys. 14 , 680, 1904 Lehrbuch der Optik. 
F. F. Martens, Ann. d. Phys. 6, 611, 1901. 
H. Erfle, Diss., München 1907. Ann. d. Phys. 24 , 672, 1907. 
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