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Function der Krümmungsverhältnisse der reellen Disper- 
sionscurve sowohl ausserhalb wie innerhalb des Absorpttons- 
gebietes. Wir werden daher nicht fehl gehen, wenn wir 
schreiben: 
189. z = f (n^ — nm^), f (nm^ — n^) = — f — nm^). * 
Nun ist gewiss die einfachste Annahme, die man 
machen könnte, die, das Functionszeichen f für überflüssig 
zu erachten, d. h. geradezu zu setzen: 
190. 
X — n" 
— nm^ 
n^ — 1 
resp. innerhalb des Absorptionsgebietes n durch n zu er¬ 
setzen, so dass man für dieses hätte (vergl. Gl. 178): 
X = 
= l/(a2-b2—1)2 + 4 a^b*' — V{ä^— b^ä— 1)2 + 4am2bm®. 
Es wäre folglich die Stärke der ellip¬ 
tischen Polarisation der Gränzwirkung B 
direct proportional dem Dispersionsver- 
mögen^). Und für die Wellenlänge der Mit¬ 
tellinie des Absorptionsstreifens, für welche 
x = 0 und b und q zugleich posPtiv und nega¬ 
tiv sind, verhielte sich das Mittel (auch das 
metallische) als vollkommen neutral. 
In dem einfacheren Fall der Fig. 3 wird ferner auch 
für eine unendlich grosse Wellenlänge der Ellipticitäts- 
coefficient gleich Null werden. Und hat das Mittel meh¬ 
rere Absorptionsstreifen, so tritt für jeden derselben ein 
Index ni an die Stelle von n^o, und die Reflexion wird 
positiv für alle Indices n>>ni, negativ für alle n<:ni. 
Auch diese Forderung widerspricht der Erfahrung in¬ 
sofern nicht' als die Ellipticitätscoefficienten der positiven 
1) Um unseren Werth von e für grosse Incidenzen in die 
Cauchy-Quincke’sche Form überzuführen, hat man denselben etwa 
n^ — nm^ 
durch 2 zu dividiren. Es kommt so: = 
2(n2—1)’ 
wofür sich 
angenähert auch: 
n 
Um 
schreiben lässt. Sofern endlich für 
2(n-l) 
die Mehrzahl der untersuchten Substanzen (insbesondere Gläser) 
nahezu n — 1 = 0,5 ist, so hat man im Durchschnitt: «' = n — n 
was in der That mit den Beobachtungen nicht übel harmonirt 
ao > 
