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mit den Ausdrücken 119 und 125 überein, so wider¬ 
spricht es dem des 1. Hauptfalles, d. h. der Gleichung 149, 
die wir als sonst allgemein, im Einklang mit der Entwicke¬ 
lung auf S. 11, auch hier für beide Hauptfällei) in An¬ 
spruch'nehmen. Wir werden demgemäss unter (Jd) = Do 2 
nur eine Hülfsgrösse, die scheinbare Intensität (resp. Ampli- 
tüde) zu verstehen haben und für die wirkliche Intensität, 
resp. Amplitüde setzen: 
1K.-» T + + ^ T^9ac-i-bd 
152. Jd = (Jd) - -= W = Do2——, 
SO dass: 
D 
ac 4- bd 
Wollte man endlich die Uebergangsbedingungen auf 
die Form bringen: . 
cos cp — Ro cos (cp—XB) = Do l/a^ -f b^ cos {cp — XD — «) 
cos ^ + EoCOS (tp~Xn) = bä COS (?) -Zd— u) 
V 
cos^^—Ro^cos^(^—;fR)=Do^-—-^cos(^—X d—£) cos (g)—-XD- a) 
cos e 
tang € = -, tang u = d, 
a 
so würde zwar der constante Coefficient von Do^ für beide 
Hauptfalle gleich, aber zu irgend welchen Folgerungen wäre 
dieselbe absolut ungeeignet. 
Bevor wir nun den charakteristischen Constanten a 
und b des metallischen Mittels vom Standpunkte der Theorie 
des Mitschwingens der ponderablen Theilchen die ihnen 
zukommende Deutung geben, erscheint es nothwendig, uns 
zuvor mit der Cauchy-Beer’schen Anschauung von der Ex- 
tinction der Metalle und dem Coefficienten dieser Extinction 
definitiv auseinander zu setzen. Ich werde zu dem Ende 
beweisen: ' ^ 
1) Für die Vorgänge an der Hinterfläche (s. u.) verhalten 
sich dieselben wieder gleich. 
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