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Behandelt man die drei erwähnten Bewegungsgiei- 
chungen unbekümmert um die Natur dieser letzteren Kräfte, 
aber unter Ausschluss von Dichtigkeitsänderungen des 
Mittels, so lassen sich dieselben mit v. Lang 1 ) ohne Wei¬ 
teres in der Form von Integralgleichungen hinschreiben. Die 
nähere Untersuchung charakterisirt dann diese Kräfte als 
hydrodynamische Druckkräfte. Nennen wir m die Aetlier- 
masse der Yolumeinheit, e x , e y , e z die Deformationscon- 
stanten für die drei Axenrichtungen, ferner g, rj, £ die 
Sckwdngungscomponenten zur Zeit t undp den entsprechenden 
Druck, so gestalten sich die in Rede stehenden Gleichungen 
allgemeiner wie folgt: 
wo zur Abkürzung gesetzt ist: 
*=£+ 
d 2 , d 2 
+ 
dx 2 dy 2 dz 2 
Sollen diese Gleichungen für transversale Schwin¬ 
gungen auf die Fresnel’sche Fläche der Fortpflanzung 
führen 2 ), so muss bezüglich p angenommen werden, dass 
bei jeder kleinen Verschiebung die totale Arbeit des Druckes 
verschwindet, dass also: 
^21* +^5I y +^3t z =0, 
dx dy * dz J 
unter $l x , 3t y , 31 z $ie den entsprechenden kleinen Wegpro- 
jectionen proportionalen axialen Amplituden verstanden. 
Geht man nämlich durch resp. Multiplication mit denselben 
1) Einleitung in die theor. Physik. Braunschweig 1868. — 
2. Heft, S. 330. 
2) Ich darf hier wohl die Meinung äussern, dass alle künstli¬ 
cheren Theorien, welche sogenannte quasitransversale Schwingungen 
ergeben, gegenüber den einfachen Fresnel’ sehen Gesetzen kaum auf 
reale Wahrheit Anspruch haben. Andererseits erachte ich auch den 
Beweis, dass die Schwingungsebne auf der Polarisationsebne senk¬ 
recht steht, als thatsächlich erbracht. 
