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69. 
tang dü = € tang (e — r) — n cos (e — r) j 
= — n € sin (e—r) tang (e — r) cot e. 
Derselbe steigt von der senkrechten Incidenz, für 
welche er = 0 ist, allmälig an und sinkt dann ihr strei¬ 
fenden Einfall wiederum auf Null zurück. 
Das zugehörige Intensitätsverhältniss wird: 
Jd^ 1 1-f n^fi^ sin^ (e—r) 
70. 
Jd® cos^(e—r) iH-fi^tang^ (e—r) 
1—e^tang^ (e—r)^l—n^ cos^ 5 
cos^(e—r) L 
es reducirt sich sowohl für e==0 als e—90^ auf den ersten 
(Fresnel’schen) Factor. 
Vergleichen wir auch diese Formeln mit den analogen 
von Green und Cauchy, so sind diese letzteren: 
tang do = tang — k tang (e — ’ r) 
JdP 1 
^l-kHang2(e-r) y 
Jd® cos^(e—r)H-k2sin2(e~r). cos2(e- 
Um die hier hervortretende Divergenz recht scharf 
zu markiren, constatire ich zunächst, dass übereinstimmend 
nach unseren beiderseitigen Theorien die in Rede stehen¬ 
den elliptisch polarisirenden durchsichtigen Mittel (und ich 
füge hinzu: auch die Metalle) sich bei streifender Incidenz 
der reflectirten Welle gegenüber ganz als neutrale Mittel 
verhalten, sofern wie bei diesen: JrP=Jk®=1 und xrP=%r®=0 
ist. Während nun zwar für e=90® für die gebrochene Welle, 
für welche nach obigen Forderungen in jedem der beiden 
Hauptfälle eine Modification der/- Amplitüde sowie eine 
Phasenverschiebung bestehen bleibt, eine solche Identität 
nicht vorliegt, werden doch für dieselbe das Ampli- 
tüdenverhältniss ^Jd® : Jd^ = cos^(e — r)j und der 
Phasenunterschied (xd^—Xd® = 0 ) beider Haupt¬ 
fälle denen der neutralen Mittel gleich. Nach 
Cauchy dagen würden beide sich in dem Masse, als die 
Incidenz zunimmt, von dieser Uebereinstimmung mit deü 
neutralen Mitteln entfernen. 
Die Formeln Cauchy’s für das durchgehende Licht 
