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cialfällen fortan die Einfallsebne mit der ZX-Ebne zusam¬ 
menfallen, setze wie früher: 
= y, = ß\ 
j'U = v 2 112 = sin e, vw = p 
und schreibe abkürzungsweise: 
& = cos {ifj m 4- f-i) + \^— 1 sin (\p m 4- (.l). 
Man erhält dann: 
Vy 2 + q 2 W 2 (®, — R z ) = 1/pT+V Dz >f„ a 
]/ sin 2 e + q 2 u' 2 (@z+Rz) — l/p 2 +q 2 w' 2 (® x —R x ) 
= sin e D z V I>rt — l/p 2 2 +q 2 2 D x ’f r X)A 
g , Vsin 2 e+q 2 u‘ 2 (® y +R y ) l F y , y — l/=lqv' (®*+R x ) >/4 
= sineD y Ty 
l/p 2 +q 2 w' 2 (® y - R y ) ^ - ]/=I qv'(® z + Rz) ‘F z 
= p 2 Dy 
l/pH-q 2 w 72 Rz + V'sInäe+qV^Rz^,,,—qv‘R y I f y = 0 
V p 2 2 +q 2 2 D z *F z fa + sin e D, i\, n = 0. 
Dass das System auch dieser Gleichungen mit ein¬ 
ander verträglich ist, bedarf wohl keines weiteren Nach¬ 
weises. Setzt man z. B. einmal sin e=0, u'—0 und sodann 
sine — 0, v'=0, so erhält man die gleichen Ausdrücke wie 
bei der Vertauschung von x und y. Das wäre freilich 
nicht der Fall, wollte man die erste Gleichung, welche die 
•linearen Dilatationen senkrecht zur Trennungsfläche ent¬ 
hält, durch eine die Dilatationen parallel der Trennungs¬ 
fläche enthaltende ersetzen. 
Wenn ich bezüglich der Details auf meine frühere 
Arbeit verweise, so möge hier bloss der nicht uninteressante 
Fall erwähnt werden, dass nämlich bei senkrechter Inci- 
denz die Propagations- und Extinctionsnormalen sich recht¬ 
winklig schneiden. Man findet für ihn: 
(£ + ^ = 0, % R = 0, ■% = 0, 
so dass das gebrochene Licht seine Fähigkeit zu weiterer 
Brechung unter normalem Einfall verloren hat. Ein ähn¬ 
licher Fall würde in der Natur bezüglich desjenigen Lich¬ 
tes realisirt sein, welches unter den Bedingungen der To¬ 
talreflexion als sogenannter „streifender Strahl“ in ein op¬ 
tisch dünneres Mittel eintritt. 
