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Cw 2 = Wz 2 Uu 4- co y 2 Vy 4- co z 2 Ww, 
so dass man erhält: 
5) C = tang d, 
wo 6 den Winkel zwischen Strahl und Normale bedeutet. 
Der vorstehende Ausdruck berechtigt dann schliesslich, dem 
Druck p mit v. Lang J ) von vornherein die Form zu geben: 
6 ) 
dg , di? d£ 
p - a s +b d^ +c ^ 
wo a, 5, c Constanten bedeuten, deren Werthe sich sonach 
als: 
Q = Wi 2 , b — co y 2 , c = co z 2 
herausstellen. 
Sofern die c und m gegebene Grössen sind, so ist die 
Fortpflanzungsgeschwindigkeit co von T und 1 unabhängig, 
d. h. das vorausgesetzte Mittel ist dispersionslos. 
Zu beachten bleibt endlich, dass bei der Totalver¬ 
schiebung der Wellep keine longitudinale Druckarbeit ge¬ 
leistet wird, dass also die gesammte Arbeit der bewegen¬ 
den Kräfte sich in Arbeit der Beschleunigung umsetzt. 
Um zufolge dieser Theorie von der Geschwindigkeits¬ 
fläche der Normalen (Gl. 4 b) zu der der Strahlen, d. h. 
zur Wellenfläche fortzuschreiten, soll man bekanntlich diese 
als die Enveloppe der ersteren deuten. 
Das bisher besprochene anisotrope Idealmittel Fres- 
nel’s mit drei aufeinander senkrechten verschiedenen De- 
formationsconstanten lässt sich gegenwärtig den realen 
doppelt brechenden Mitteln als Aggregaten von Aether- und 
Körpertheilchen nicht mehr substituiren; es führt weder 
ohne neue Annahmen zu den Intensitätsformeln der Spie¬ 
gelung und Brechung noch auch anscheinend zu einer Er¬ 
klärung der (anomalen) Dispersion. — Man kann indess 
dem FresneTschen Typus einen zweiten gegenüberstellen. 
Man denke sich die Theilchen eines isotrop geord¬ 
neten unzusammendrückbaren Aethers mit den allseitig 
gleichen Elementen e und m noch mit fremden Massen 
beschwert, und zwar möge bei einer Verschiebung parallel 
der X-Axe per Volumeinheit die Gesammtmasse m4-m x 
1) Wien. Ber. LXXIII (2), Mai-Heft 1876. 
