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auf die Vorgänge an der Vorderfläche, nicht aber auf die 
an der Hinterfläche eines Krystalles ausdehnen. Da aber 
damit zugleich ihr prätendirter Vorzug, die elliptische Pola¬ 
risation der durchsichtigen Mittel mechanisch zu begründen, 
ganz illusorisch wird, diese vielmehr, wie ich anderswo 
gezeigt habe, sich weit vollständiger gerade aus den vor¬ 
stehenden Formeln ableitet, so dürften sich nunmehr auch 
ihre Principien als zwar äusserlich ansprechend, aber als 
innerlich haltlos und willkürlich heraussteilen. 
Ich darf denn diese Untersuchung wohl mit dem Satze 
schliessen, dass die Theorie des Mitschwingens der pon- 
derablen Theilclien die bewährten Formeln Neumann’s auf 
FresneFs Ansicht über die Lage der Polarisationsebne 
z urückfiihrt. 
15. Verallgemeinerung der erhaltenen Resultate. 
Das Grundgesetz der Dispersion. 
Die beiden Gleichungen, in welche die Differential¬ 
gleichung 11a zerfällt, lassen sich ohne Mühe dahin er¬ 
weitern, dass sie sich unmittelbar auf absorbirende wie 
auf durchsichtige Mittel anwenden. Führt man nämlich 
statt der auf die Richtung der Fortpflanzung bezogenen 
Abscisse r (S. 13 durch x bezeichnet) die Coordinaten z, x 
der Einfallsebne ein, so schreiben sie sich auch so: 
I. 
II. 
dt 2 dt 2 
III. 
• A (s + s)=° 
Um diese Gleichungen zu integriren, setzen wir; 
o = A«T'i z co S }2^ t „ ö . + *P + xsm e\j 
2jj \ 
=A^r^cos Ht - ©' + g> - t ia £ °) - 2 4, 
r. 
wo zur Abkürzung: 2 J — 2(%'—/), ferner: öe — e, cm = 
p == v cos r, sine = v sinr, p 2 + sin 2 e == v 2 . 
Was zunächst Gl. I betrifft, so wird dieselbe nach 
Ausführung dieser Substitution: 
mA 2 cosqp + -m'A' 2 cos (cp— 2z/) = mA 2 [(p 2 —q 2 + sin 2 e)cos^ 
+ 2pq sin cp\. 
