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Was übrigens das Vorzeichen der zweiten Glieder in 
den beiden ersten Gleichungen betrifft, so ist es, sofern ihr 
Product die dritte erzeugen muss, für beide das entgegen¬ 
gesetzte. Im Uebrigen wird dasselbe, abgesehen davon, 
dass die mittlere der Gleichungen 25 sich für einen speciel- 
len Fall in eine Continuitätsbedingung umformt, dadurch 
bestimmt, dass für die normale Incidenz die beiden Haupt¬ 
fälle in ihren Forderungen und Resultaten zusammenfallen. 
Selbstverständlich werden auch hier die genannten 
Beziehungen bei continuirlicher Wellenbewegung nicht bloss 
für die Punkte der Gränzschicht, sondern für alle, die um 
eine ganze Zahl ihrer bezüglichen Wellenlängen von dem 
Einfallspunkt abstehen, erfüllt sein. 
Wenn wir nunmehr die allgemein aufgestellten Prin- 
cipien zunächst auf isotrope Mittel beschränken, so wandeln 
sich die Gleichungen 25 um in: 
Ce — Cr = Cd n * 
26. (Ce- h Cr) cos e— Cd cos r 
( Ce^ — Cß2) cos e = Cd^ n cos r. 
Die zweite derselben ist die bekannte Fresnel-Neu- 
mann’sche Continuitätsgleichung, in der das vorhin unbe¬ 
stimmt gebliebene Vorzeichen sich nach den eben genann¬ 
ten beiden Rücksichten als das positive ausweist. Dem¬ 
gemäss erhält man für die Schwächungscoefficienten: 
„ tang(e — r) 2 cos e sin r 
27. R = —, D— 7 ——T- , -r. 
tang (e -f- r) sin (e + r) cos (e — r) 
Werden beide Mittel gegen einander vertauscht, so 
wechseln wieder e und r ihre Rolle. 
Bei der extraordinären Spiegelung und Brechung 1er- 
ner im Hauptschnitt anisotroper Mittel hat man zu beach¬ 
ten, dass die gleichzeitig in Bewegung gesetzten, sogenann¬ 
ten optisch äquivalenten Massen durch die Richtung der 
Strahlen (anstatt der Wellennormalen) begränzt werden. 
Ist daher wieder u gleich dem Producte aus Volumen und 
Dichtigkeit, also: 
f .1 = m . n^, 
so verhalten sich die drei Volumina m, wenn noch die 
Strahlengeschwindigkeiten mit a und die Brechungswinkel 
