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Amplittiden der parallel und senkrecht zur Einfallsebne 
schwingenden Antheile der resultirenden Schwingungsbewe¬ 
gung betrifft, 'so hat man zufolge Gl. 60b und 63b für das 
Quadrat desselben: 
Jr^ _ cos^(e4-r) l + £^tang^(e4-r) 1 + n 2 £ 2 gijj 2 
0 g Jr® cos^(e—r) 1 -f £^tang 2 (e—r) l 4 -n^£ 2 gjj 22 ^g_j_j.^ 
cos 2 (e+r) , € 2 sin 2 esin 2 r/, „ , A 
+ -cosHe+rT (l-n^cos^(e-r)cos^(e+r)), 
sofern wieder die vierten Potenzen von e vernachlässigt 
werden. Dieser Ausdruck reducirt sich für senkrechte und 
streifende Incidenz auf die FresneFsche Form: 
cos^ (e + r) 
cos^ (e — r) 
und vereinfacht sich für den Polarisationswinkel (e=P) auf: 
, (n 2 + l)^ _l X- 
Jr® 4n^ 
Nach Green und C a u c h y dagegen, welche : 
sin(e-r) 
sin (e + r) 
setzen, wird dieses Intensitätsverhältniss: 
_ cos^(e4-r) + k^s in^ (o+r) 
Jr® cos^ (e—r) 4- k^ sin^ (e—r) 
_ cos^ (e + r) k^ sin 2 e sin 2 r 
cos^ (e—r) COS'* (e—r) 
Es gibt dasselbe (k = £ genommen) zwar für e = 0 , 
e = P, e==90o dieselben Werthe, wie Gleichung 68 , aber 
innerhalb der Intervalle von 0 bis P und von P bis 90^ 
nehmen beide einen etwas verschiedenen Verlauf. So z. B. 
erhält das Green’sche Zusatzglied zur •FresneFschen Formel 
durch unsern Factor: 
1 _^/n2 -f-lV 
in^ —1 / 
1 —n^ cos^ (e—r) cos^ (e+r)’ 
innerhalb des ersteren Intervalles das negative und inner¬ 
halb des zweiten das positive Zeichen. Leider liegen hin¬ 
länglich scharfe Messungen, welche diese Unterschiede an 
der Erfahrung zu vergleichen gestatten, zur Zeit nicht vor. 
Wenden wir uns jetzt vom reflectirten Lichte zum ge¬ 
brochenen, so gestaltem sich hier die Verhältnisse einfacher. 
Der Phasenunterschied = der beiden 
Schwingungsantheile wird zufolge Gl. 61b und 64b: 
Verh. d. nat. Ver. Jahrg. XXXII. 4. Folge, II. Bd. 4 
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