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bestimmt ist. Und wäre ebenso umgekehrt y bekannt, so 
findet man yo mittelst der Beziehung: 
yo = y + &• 
Mit Rücksicht hierauf schreibt sich der Ausdruck für 
n 2 nun auch so: 
n 2 = m 2 sin 2 (/o — o) + n 2 2 cos 2 ( y 0 — «) 
— Di 2 sin 2 y 0 + n 2 2 cos 2 y 0 — 2 (m 2 — n 2 2 ) sin y 0 cos y 0 «. 
Und coordinirt man schliesslich der Richtung y 0 für 
den Ruhezustand des Mittels das Geschwindigkeitsverhält- 
niss n 0 , so erhält jetzt die Gl. 21 die Form: 
n' 2 —l=[n 0 2 —1—2 (m 2 —n 2 2 ) sin y 0 cos y 0 «] |l—2 ~ cos(i^— y 0 ) j 
und bei der Vernachlässigung der kleinen Grössen höherer 
Ordnung: 
n 0 2 —2^[(n 0 2 —l)cos(i//— yd) 4- (m 2 — n 2 2 )sin/ 0 cos / 0 sin(i/'— yo)] 
o* 
= n 0 2 — 2~ [(ni 2 —1) sinjd'sin/o + (n 2 2 —1) cos ipcos yo]. 
Lässt man im Folgenden die angehängten 0 fort, er¬ 
setzt die Geschwindigkeitsverhältnisse durch die Geschwin¬ 
digkeiten selbst und führt für die axialen Richtungen die 
Coefficienten ki, k 2 ein, so erhält man nach Ausziehung 
der Wurzel: 
23) 
1 
co‘ 
1 / 
sin 2 y cos 2 y 
co 1 2 to 2 2 
■g 
[ki . 
—öSl 
\co i 2 
sin ip sin y H- — 2 cos xp cos y 
) 
Es ist dies die Gleichung der Wellenfläche des be¬ 
wegten anisotropen Mittels, bezogen auf die ruhenden Aetlier- 
punkte. Um dieselbe auch in Punkt-Coordinaten auszu¬ 
drücken, setze man noch: 
y = io* sin y , x = to' cos y. 
Alsdann ergibt sich leicht: 
23b) co 2 2 (y — gki sin ip ) 2 + wi 2 (x — gk 2 cos xp) 2 — coi 2 w 2 2 . 
Die beiden letzten Gleichungen sind identisch mit den 
in meiner Astronomischen Undulationstheorie (S. 176) di¬ 
rect aus der Erfahrung abgeleiteten Gleichungen 67 und 65. 
Der hier entwickelten Strahlengeschwindigkeit co 4 in 
