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e 
^ X R — ^ Z R = 180 ° + ^z E — #x E 
= 180° 4- ip* — xp z E . 
Die reflectirte elliptische Bewegung geht 
also im entgegengesetzten Sinne vor sich wie 
die einfallende. Für das gebrochene Licht ist # X D = 0; 
folglich hat man: 
5) , tang(^ D —^ D )=tangd z D =^ = 3. 
Die Amplituden sind gegeben durch den Ausdruck: 
5l x ö (r 2 u 2 -f- q 2 u' 2 ) = 5f z 2 (V 2 w 2 + q 2 w' 2 ). 
Führt man darin zwei neue Grössen 5h, r ein, für welche: 
5l x = 5(i cosr, 21 z = $Ci sinr, 
so lassen sich dieselben als Amplitude, resp. Schwingungs- 
azimuth der restaurirten Schwingung, d. h. derjenigen li¬ 
nearen Schwingung definiren, deren Energie der Energie 
der gegebenen elliptischen Schwingung gleich kommt Die 
restaurirte reflectirte Schwingung wird auf der restaurirten 
gebrochenen senkrecht stehen, sobald die Bedingung er¬ 
füllt ist: 
tang r R tang r D = — 1 
6) V v 2 u 2 + q 2 u /2 y D up _ 1 
]/v 2 w 2 4* q 2 w' 2 ]/j'pVp 2 + qp 2 
Dies ist die Bedingungsgleichung für den 
sogenannten Hauptincidenzwinkel. Ist insbesondere 
r=l, q=0,ru=^pup=sin e, so vereinfacht sie sich auf: 
6b) sin e tang e = l/ Pd 2 + qp 2 , tang e = Vv D 2 +q D 2 . 
Analog endlich lassen sich mittelst der obigen Doppel- 
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gleichung auch die Richtungscosinus ^ der a ^' 
gemeinen restaurirten Schwingung ermitteln. 
Combinirt man jetzt die vier Grenzbedingungen mit 
der auf beide Mittel gesondert angewandten Incompressi- 
bilitätsbedingung 4, so erhält man für den (an sich offen¬ 
bar willkürlichen) Punkt x=0, y=0, z=0 das System der 
folgenden sechs Gleichungen: 
