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Aus ihnen lassen sich Ri, Ro; Di, D 2 für sich als 
Functionen bekannter Grössen berechnen. 
Analog hat man für den zweiten Hauptfall: 
1 —Ri—R2 —1 n (Dl + D2 \/' —1) 
COS r r T 
1+Ri+R 2/IIT=-^—|^(Di+D2xtangr)+/rri(D2—Diztangr) J, 
folglich nach der Trennung des Reellen und Imaginären: 
1—Ri=nDi —R 2 —nD2 
48. ^ , -D cosr.^ , N cosr.^^ . 
14 -Ri=—(Dld-DaxtangiO, R2=——(D2—Dixtangr). 
Für z = 0 werden auch R2 = D2 = 0, und die Gränz- 
gleichungen fallen mit den Fresnel’schen zusammen. 
Man hat nun zu beachten, dass die R und D niemals 
isolirte, selbständige Grössen sind, sondern stets als Ampli- 
tüden von Sinussoiden betrachtet werden müssen. Ver¬ 
gegenwärtigt man sich z. B. die Bedeutung der für den 
L Hauptfall aufgestellten Continuitätsbedingung unter der 
allgemeinen, für jeden Zeitmoment gültigen Form: 
cos ^(t'+v) Y Y 
die für alle Punkte der Ebne x = 0 erfüllt ist, so schreibt 
sich dafür jetzt: 
O^T- ^'TT 
cos ^ t^ -i- (Ri + R 2 —i)cos t^=(Di -f D 2 \/' 
i)cos Y t'- 
Das Zeichen des Imaginären (/ITI), das seinem We* 
sen nach die gänzliche Trennung der beiden Systeme der 
Amplitüden erzwingt, kann und muss hier offenbar — im 
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Einklang mit der Erklärung Fresnel’s — durch tang-^ P 
ersetzt werden. Man hat so: 
cos Y t +R1COS ^ I + R2Sin ^t =DiCos ^^ + 02810^! 
und demgemäss neben der einfallenden Welle: 
COS 
2/r 
die beiden reflectirten: 
I 
