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Die Dispersion und Absorption des Lichtes nach der electrischen Lichttheorie.

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VI. D i e D4spers4om urnd A b a o ~ p t b n
des U c h t e s mach der e l e c W 8 c h m L i c h t t h o r h ;
vorn D. A. GoEdhammer.
Bei einer anderen Gelegenheit haben wir gezeigt'), dass
die electromagnetische Dispersions- reap. Absorptionstheorie
von Hrn. K o 1a cz e k z, mit einigen Forderungen der electrischen
Lichttheorie im Widerspruche steht. Diese Theorie haben
wir die ,,einzige" genannt, da die Theorie von J. W. G i b b s s )
die Absorption des Lichtes nicht erkliirt, und da der im vorigen
Jahre veroffentlichte Versuch von Hrn. V o i g t 9, seine mechanische Lichtheorie in die ,,electrische(( Sprache zu ubersetzen,
nicht schliessen Yasst, in welcher Weise man in dieser Theorie
allen - Grenzbedingungen der electrischen Theorie Geniige
leisten wird.
In der vorliegenden Notiz wollen wir einen vielleicht etwas
ungewohnten Weg der Erklarung der Dispersion und Absorption
des Lichtes vorschlagen, und dieser Weg scheint uns in manchen Beziehungen nicht ohne Interesse.
Erstens fuhrt derselbe zum Ziel unzweifelhaft sehr einfach und schnell; zweitens wird durch unsere Theorie die Zahl
der Hypothesen in der electrischen Lichttheorie nicht vergrossert; es werden nur zwei derselben durch zwei neue, von
einem allgemeineren Charakter ersetzt ; drittens gibt die Theorie
eine Abhangigkeit fiir N und K (Brechungs- und Absorptionscoefficient) von der Schwingungsperiode, die mit den Versuchsergebnissen im Einklange steht; viertens lasst sich die Theorie
ganz leicht auch f b den F311 eines krystallinischen Kijrpers
verallgemeinern; funftens sind die neu eingefihrten Hypothesen
1) D. A. Goldhammer, Wied. Ann, 46. p. 104. 1892.
2) Kolaczek, Wied. Ann. 32. p. 224 u. 429. 1887; 34. p. 673. 1888;
39. p. 236. 1890.
3) J. W.Gibbs, Amer. Journ. of Scienc. 23. p. 460. 1882.
4) Voigt, Wied. Ann. 43. p. 410. 1891.
B. A. Goidhammer.
94
von der Natur, dass dadurch in den Differentialgleichungen oder
Grenzbedingungen der electrischen Lichttheorie nichts geandert wird; mit anderen Worten bleibt in der electrischen
Theorie der Reflexion und der Brechung alles auch dann
fest stehen, wenn B (die Dielectricitiitsconstante) und x
(der specifische Widerstand) des Mediums Functionen der
Schwingungsperiode werden. Sechstens endlich zeigt noch
unsere Theorie, in welcher Weise man auch zur Erklarung
jener bemerkenswerthen Thatsache gelangen kann, dass der
gewohnliche electrische Widerstand der Metalle sehr von der
Temperatur abhiingt, jedoch scheinen die sogenannten optischen
Constanten der Metalle von der Temperatur so gut wie
unabhangig.
__
~~
1. Wie bekannt, enthalten nur die folgenden Qleichungen
der Maxwell 'schen Lichttheorie die specifischen Constanten
eines isotropen Mediums:
worin f ; 9,h die Componenten des dielectrischen Momentes,
p , q, r dieselben des Ohm'schen Stromes, P, Q, H die der gesammten electromotorischen Kraft im Punkte x, y, z bedeuten.
Alle Grossen sind electrostatisch in c. g. s. gemessen ; ferner
wollen wir noch annehmen, dass bei den Lichtschwingungen
sich alle Korper ,,magnetisch" ebenso wie der Lichtather verhalten, d. h. wir setzen p von Maxwell gleich Eins.
Die Gleichungen (1) und (2) sind von rein hypothetischer
Natur und, streng genommen, sind sie nur auf die unendlich
langsam vor sich gehenden Processe anwendbar.
Die Componenten des Gesammtstromes u, v, w werden
durch die bekannten Beziehungep gegeben :
(3)
u = -a+f + I ) , v = - + a!?
q,W=-+f,
at
at
ah
at
die fiir den freien Aether in die Gleichung ubergehen
1 _
a p 2, = 1 a .L
y , = 1 aR
u =_
&
l
J
at7
4n a t
.in
at'
da in diesem Falle B = 1, x = co,p = q = T = 0 zu setzen ist.
4n
95
Electrische Jichttheorie.
Wir wollen nun die gewohnlichen Hypothesen (1) und (2)
durch zwei neue ersetzen, und zwar stellen wir uns vor, es
bestehe ein Raumelement dx dy dz des Mediums aus dem freien
Aether und den Moleculen der (gewohnlichen) Materie. Dann
ist ganz allgemein:
= T(p,
I Q, 3
1, v = 9 ~ (p,
2
Q, R),w = ~ps(p,
Q, R)
und die Gleichungen gehen in
= S P ~(P),
v = S P ~ ( Q )w, = 9
(R)
~ 3
resp.
ti
= ~p (p),v = ~p (Q), w = ~p (4
uber, falls man einen Xrystall mit drei Symmetrieaxen, resp.
einen isotropen Korper betrachtet.
Es liegt uns ob, diese Functionen naher zu bestimmen.
3. Offenbar sind P, Q, R nicht nur durch die Vorgange
im Aether, sondern auch durch die electrischen Processe in den
Molekiilen verursacht ; waren keine Molekule vorhanden, so
hatten wir
worin Po.. . denjenigen Betrag von P... bedeutet, der ausschliesslich vom Aether herruhrt. Allgemein aber haben wir
u = uo + u’...
P = Po + P ,
(5)
worin u‘.. ., P’.. . nur von den Vorgangen in den Moleciilen
abhangen. Den Eigenschaften des Aethers entsprechend sind
Po.. mit jeder Schwingungsperiode veranderlich, nicht aber
P’ . ., weil wir, den Eigenschaften der Molecule entsprechend,
annehmen sollen, dass P . . . durch eine Reihe von ganz bostimmten Perioden q, T, .. . charakterisirt sind. Naturlich
P, . . . zusammenkonnen wir dabei P‘ . . . aus den Theilen PI,
gesetzt denken, dessen jedes nur von der ihm entsprechenden
Periode abhangt. Dann ist zu nehmen
.
(6)
{
.
P = Po + X P n
n=
u = uo
1,2 , .
+ xu,
. Q = Qo
2)
= vo
f
2Qn R = Ro
n =1,2,.
+x u n
.
+ 2=R1 , 2n, . .
n
w = wo f XW,.
Jetzt wollen wir eine Hypothese machen, namlich, dass
u,... nur yon P,, a P n / a t , azPn/ a t 8... abhangen, und
setzen also:
B. A. Goldhammer.
96
(7)
worin S,,und 1 I x n durch die Reihen der Form
(8)
8
6=6' --'+
0
Ta
8
-"+...
T4
.
darstellbar sind, da P. . von T-nur in der Weise abhangen,
dass sie den Factor e-'?', q = 2 z j T enthalten.
Demgemass betragen :
und wir bekommen:
F u r einen Krystall sollen nur Sn und x,, j e nach der
Richtung x , y, z verschieden, d. h. Szn, S,, , Sznetc. genommen
werden.
In der Herstellung der Gleichungen (9) besteht unsere
a s t e Hypothese.
4. Ohne Zweifel hangen P,,, . . von P... und ihrer Differentialquotienten nach der Zeit ab; bei gewissen Annahmen ilber
die Art und Weise, in welcher die electrischen Processe in den
Moleciilen vor sich gehen, lasst sich diese Abhangigkeit bestimmen; uns scheint es aber vie1 bequemer, weim wir einfach
annehmen, dass die Beziehung zwischen P,,. . . und P... sich
durch eine lineare Differentialgleichung darstellen 1asst. Wir
setzen also fur einen isotropen Korper:
97
3lectrische Aichttheorie.
und konnen dabei wieder hn .. ., Pn, als Functionen von Tbetrachten und zwar von derselben Art, wie das fur Sn und x ,
der Fall war. Vgl. Gleichung (8).
Die Herstellung der Gleichungen (10) bildet die zweite
unserer Hypothesen.
5 . Nun lassen sich diese Gleichungen auch schreiben
Pn - bn q i P,,- c, p2P, = a, P
w oraus folgt :
Pn =
(1 - on
(1 - en qa)*
an
+ bn Bn qP
+ hnaqP
- Pn p iY
u. s. w.,
aP
0%(1 - ?I*- an bn (1 - en
+ bnaqa d t
+
und aus der Gleichung (8) nach leichten Berechnungen:
s
1
+
-[on
P-yL
('-en
4 3 + B n b,
-1
~~]-_I_q~[B,,(1-~n~~)-anbn]
4%
(1 - c~@))"
+ bn2qs
und analoge Ausdrucke fur v und w.
Bezeichnen wir ferner den Factor bei d P a t . . . durch D,
und denselben bei P... durch 1 l x , so wird einfach
(11)
u=---+,,
D d P
4n a t
P
v = - -D+ as Q
4n a t
'
DdR
7
w = --__
4z at
R
+ x;
das Vergleichen dieser Gleichungen mit den Gleichungen (3)
gibt nun unmittelbar die bekannten Beziehungen Maxwell's
(1) und (2) nur mit dem Unterschiede, dass B und x nicht
mehr die Dielectricitatsconstante und den specifischen Widerstand des Mediums darstellt, sondern a h Functionen von p
erscheinen, die durch die Gleichungen :
Ann. d. Phys. u. Chem. N. F. XLVII.
7
B. A. Goldhammer.
gegeben sind.
6. Bei q = 0, 1'= co haben wir
ebenso bei q
=
co , 1'= 0 ist
woraus folgt, dass alle Jn nicht Null, alle x,, nicht unendlich
werden sollen: Die Formel fur 1 / x gibb nicht, wie dieselbe
von Hrn. Kolaczek x , = 00 (bei T:=co). Unsere Dispersionsformel wird daher nicht mit derselben der Ketteler'schen
Theorie zusammenstimmen.
Es ist aber bemerkenswerth, dass die Gleichungen (12)
die Dispersionsformeln von L o m m e l und v. H e l m h o l t z in
sich enthalten. In der That, nehmen wir an, dass
und setzen weiter
so betragt
und dem zu Folge
B
=1
+ 2 4aC1"K(kn- 8 , )
' n
1-(1 -
Ina
b'
q+
&,a- ' n 2
12
99
Electrz'scAe Lichttheorie.
Setzen wir endlich
uiid erinnern wir uns, dass
D
= Az-K2,
2 T2 A T K= x
'
so folgen die Lo m m el'schen Gleichungenl)
I
lV2
-
2NK
7. Nun wollen wir setzen
a,, = 1,
so folgt
durch die Bezeichnungen
lassen sich die erhaltenen Gleichungen schreibem
1)
L o m m e l , Wied. Ann. 16. p. 427. 1882.
7*
100
D. A . Goldhammer.
1
= 2-_
x
A,
s,, 1 +
2 1,
1.z
(B7t
Cn - 1)-;i
+
1 . 2 2
(1
~
2
)
1,2
Bn2
'
lp-
worin I die Wellenlange, a,, die Liahtgeschwindigkeit im freien
Aether bedeuten.
Die Gleichungen (14) gehen in dieselben von v. H e l m holtz') uber, indem man
B, C, = 1
setzt.
F u r einen durchsichtigen Korper ist zu nehmen
b, = 0, CC, = 0, A , = 0, B, = 0 ,
nicht aber A, C, = 0, da
A,
c, = 4-- A,.
Bn
' n
Dann ist 1 / x = 0, K = 0, und es folgt
(15 )
D = P = 1+
z------;
An
1-
An2
wie bekannt, stimmt diese Formel in ziemlich weiten Grenzen
mit den Beobachtungsergebnissen zusammen. a)
Bei T = 03 und T = 0 geben die Gleichungen (13) einen
und denselben Werth von x , was uns unwahrscheinlich zu
sein schelnt. In weiterem wollen wir daher die Gleichungen (14)
benutzen, obgleich wir nicht die vereinfachende Annahme
B, Cn = 1 gelten lassen wollen.
1) v. H e l m h o l t z , Pogg. Ann. 164. p. 502. 1874.
2) Wiillner, Wied. Ann. 17. p. 580. 1882 u. 23. p. 306. 1884.
Electrische Lichttheorie.
101
8. W e bekannt, sind die Spectra der Metalle an Absorptionsbandern sehr reich; fur diese Kijrper muss man daher immer
eine vielgliederige Dispersionsformel benutzen.
Urn aber die Coefficienten einer solchen Formel zu bestimmen, bedarf man der Beobachtungen auf einem grossen
Spectralgebiete, was uns leider bis jetzt fehlt. Daraus ist
zu ersehen, dass unsere jetzigen Kenntnisse von der Lichtdispersion und Absorption in Metallen uns kein Mittel in die
Hand geben, iiber die Werthe von D und 1 I x bei T = co
zu schliessen.
Andererseits kann man auch mit einer eingliedeiigen
Dispersionsformel leicht solche Werthe von A,, B,, C,,, I.,, bestimmen, die die Werthe von N a - K Z und 2 N K ergeben,
welche ziemlich nahe den beobachteten entsprechen. Das hat
L o m m e l fur Se, Zn und A1 gezeigt.
Es ware aber unrichtig zu glauben, dass die in dieser
Weise berechneten Coefficienten mit denselben identisch seien,
welche dem ersten Gliede der Reihenentwickelung entsprechen,
falls man vielgliederige Formeln benutzt. So ergab sich z. B.
bei Lommel K negrttiv, woraus auch fir 1 / x o a ein negativer
Werth folgen wiirde.
9. Es scheint uns aber, dass auch die gewonnenen Formeln
uns etwas geben konnen, und zwar erlauben sie uns den Qang
der Curven D = f ( A ) , 1 / x = P ( A ) ausser den Grenzen des
sichtbaren Spectrums etwas niiher zu untersuchen. Dazu
brauchen wir nicht die Coefficienten der eingliederigen Formeln
so zu bestimmen, dass die berechneten Werthe von N und K
mit den beobachteten moglichst nahe zusammenfallen; es geniigt nur, ziemlich passende Werthe auszuwahlen. So nehmen
wir z. B. fur Zink
A, = 2,98, B, = 0,617,
c, = 10,2, a, = o,m86.10-4;
es folgt d a m D = 0 fdr A = 0,1415.10-4 und I = 0,8082.10-4;
D = 1 f%rA = 0,8136.10-4; ein Maximum fur D bei a= 1,3566.10-4
und ein Minimum bei 1 = 0,6353.10-4; 1I x besitzt ein &ximum bei 2. = 0,7721.
und weiter nimmt es ab.
Wir berechnen daraus die folgende Tabelle:
D. A. Goldhammer.
102
1
D ? & G
I 104
0,oo
0,1415
0,4308
0,6353
0,6561
0,7721
+
-
l,oo
0,oo
9,88
19,81
19,74
6,87
1
. 106
n
i. 104
0,8082
0,8136
1,oo
1,3556
2,oo
0,oo
-
1,76
6,71
10,29
+ 0,OO
+ 1,OO
+ 26,42
+ 33,20
+ 32,22
3 5 .lo8
+ 29,03
03
-
7,12
1,50
0,63,
und indem wir diese Zahlen mit den B und 1 / x , die durch
Quincke’s Beobachtungen bestimmt sind, vergleichen,
D
i. 104
%a;
1
.lo6
- 10,71
1,97
E 0,5268
- 14,71
- 17,23
D 0,5888
C 0,6561
- 20,99
- 18,05
2,69
3,36
5,14
7,14,
ff 0,4308
F 0,4860
so uberzeugen wir uns von dem Einklsng der theoretischea
B und 1 / x mit den experimentell gefundenen.
Die Grenzwerthe von B und 1 I x ergeben sich
B , = 29,03,
-=
0,63. lo-”. !BO2.
XOrJ
Wenn nun die erste Zahl als nicht unwahrscheinlich scheint,
so ist die letzte etwa 300 ma1 kleiner, als die specifische
Leitungsfahigkeit des Zinkes fur die stationaren Striime , die
bekanntlich 5400 c. g. s. (electromagnetisch) betragt, also ist
1
-=
1 ~ 9 . 1 0 - 4 .%a,.
10. Es lasst sich leicht zeigen, in welcher Weise man
diesen Widerspruch zu beseitigen zu suchen hat. In der That
nehmen wir an, dass Zink ausser eines Absorptionsbandes im
Spectrum nahe bei 1. = 0,7886.10-4 noch einen anderen bei eineni
etwa 100 ma1 griisseren A besitzt, d. h. bei etwa I , = 78,86. lo-”
Dann brauchen wir noch ein Glied der Dispersionsformel mit
den Coefficienten A, , B,, C, , 1,. Der Einfachheit halber setzen
wir B, = (7%= 1, -4, = 30 000; dann ergibt sich Folgendes.
Das zweite Glied in B wachst von 0 ab: bei 3. = 0, sehr
3,l bei i.= 0,8. 10-4. I m Gebiete
langsam und betragt nur
des sichtbaren Spectrums ist dieses zweite Glied auf den Werth
von B yon sehr kleiner Bedeutung; ebenso hat dasselbe keinen
-
Electrische Lichttheorie.
103
Einfluss auf B,, da es selbst 0 fur A = 00 wird. Dasselbe,
aber noch in hoherem Grade, gilt fiir 2 N K , also auch fur
N u n d K , nicht aber fir 1 / x. Obgleich im Gebiete des sichtbaren Spectrums auch das neu eingefiihrte Glied ohne jede
Bedeutung ist, bei i. = 00 aber gibt dasselbe im Ausdrucke
fiir 1 / x ,
3% = 0,63.10-4. ~ ~ 2 ,
also betrigt
2h
1
-=
o , ~10-4.
. %,,z,
X W
und diese Zahl ist nur etwa dreimal kleiner, als die mit dem
stationaren Strome gefundene 1,9 . lo-" aO2.
Bei mehreren Gliedern der Reihe braucht man natiirlich
nicht so grosse Zahlen fur A , , . . . wie 30000 zu nehmen.
11. Dieses Beispiel lasst uns noch eine interessante Erscheinung zu erklaren versuchen. Wie bekannt, andert sich
der gewohnliche Metallwiderstand bedeutend mit der Temperatur,
wahrend dasselbe fur N und K der Metalle in keiner Weise
der Fall ist. Yon unserem Standpunkte betrachtet ist diese
Erscheinung ganz verstandlich.
In der That liegt bei fast allen Metallen (Selen und
wahrscheinlich auch Tellur ausgenommen) 1, , die hauptsachlich
die N und K im Gebiete des sichtbaren Spectrums bedingen,
am rothen Rande des Spectrums; die berechnete Beziehung
zwischen B , 1 / x und 1 ist also gewissermaassen fur alle
Metalle typisch. Daraus folgt unmittelbsr , dass eine der
Hauptschwingungsperioden der Metallmoleciile sehr klein ist,
etwa von derselben Ordnung wie die Schwingungsperiode der
sichtbaren Strahlen. So schnelle Schwingungen bleiben natiirlich bei der Temperaturanderung, d. h. bei der Geschwindigkeitsanderung der Warmebewegung , welche im Vergleich mit den
Lichtschwingungen hochst langsam vor sich geht , ungestort.
Pflanzt sich aber im Metalle eine Welle von sehr grossen
Perioden fort , so werden die resonirenden Theilchen in die
langsamen Schwingungen gebracht, deren Geschwindigkeit jetzt
mit der der WLrmebewegung vergleichbar sein kann. Auf
solche langsame Schwingungen muss die Temperaturanderung
nicht ohne Einfluss bleiben; nun geben diese Schwingungen
104
D. A.
Goldhammer.
gerade diejenigen Glieder der Reihe fir 1 I X , welche hauptsachlich den Grenzwerth von 1 / x bestimmen, auf den Werth
von 1 I x im Spectrum aber ohne Bedeutung bleiben. Es
muss also 1 / x m sich mit der Temperatur andern, nicht aber
N und K.
12. Far die meisten Metalle (Ag, Au, Cu, Pt, Xi, Fe,
Al, Hg, Zn, Sn, Bi, P b , Sb, Cd, Mn) und fur die D-Linie
des Spectrums sind alle D negativ; sie andern sich in ziemlich
engen Grenzen etwa von 4,67 (Fe) bis 25,54 (Zn); ebenso
sind alle x positiv und andert sich 1 / BO2x . lo6 von 0,38 (Ag)
bis 8,51 (Sb). Die gewohnliche Leitungsfiihigkeit der Metalle
andert sich in vie1 weiteren Grenzen; so betragt 1 I BO2
x . lo6
fur Bi nur 7,1, wahrend dasselbe fiir Ag etwa 100 ma1
grosser, 670 ist. Nur beim Selen ist D positiv, also besitzt es
auch im Gebiete des sichtbaren Spectrums den Charakter einer
Dielectricititsconstante , sodass Selen ein Absorptionsband im
Ultraviolett besitzt, wie das auch bei den durchsichtigen
Dielectricen der Fall ist ; dieser Thatsache entsprechen die
nichtmetallischen Eigenschaften Selens und ein kleiner Werth
von K , sodass N 2 ziemlich nahe mit I) zusammenfallt; so
betragt z. B. fiir die 3-Linie U = 6,37 und iV2 = 7,45. Auch
ist 1 / x m bei Se lo8 ma1 kleiner als 1 / x D , indem fiir die
Netalle 1 / xm immer grosser ist als 1 / xD. Es scheint, daas
die Electrolyte dieselbe Eigenschaft besitzten ; sie sind schlechte
Leiter fir die stationaren Strome und durchsichtig fur die
Lichtstrahlen. Ebenso ist auch Selen fur die rothen Strahlen
durchsichtig und in einigen Beziehungen verhalt es sich wie
ein Electrolyt.
13. Fih die durchsichtigen Dielectrica ist xca sehr gross;
dann folgt aus den Gleichungen
dass 4 T2 I x2 gegen D2 nur fur die nicht zu grossen Werthe
von T verschwindet; nur dann folgt die bekannte Beziehung
N2 = D.
Bei beliebig grossen T gilt aber diese letzte Formel nicht
105
EecErische Lichttheorie.
mehr. So ist z. B. fur die meisten festen Dielectrica xa,
nicht kleiner als 10 Ohms, also etwa loaz c. g. s.. woraus
xa, = 10 folgt. Andererseits ist D fur diese Korper etwa
3 bis 4 , also betragt D2 in runden Zahlen etwa 10. Daraus
ergibt sich
= 0,l bei T = 1,6 Sec.
xa
4 Ta
2
-
1,0 bei T = 5 Sec.;
in diesem letzten Falle wird Ny etwa um 10 Proc. grosser
als D .
Es scheint uns nicht unwahrscheinlich, dass gerade in
einem ahnlichen Umstande die Ursache davon zu suchen ist,
dass fur mehrere Dampfe die Formel
p.,
n
nicht gilt. Bei diesen Korpern ist bekannt.lich xm sehr gross,
vielleicht aber nicht x fur T, welche man zur Bestimmung
von B zu benutzen braucht; dies x kann wohl mit Tvon derselben Grossenordnung sein, was aber gewiss nicht die Durchsichtigkeit der Dampfe im gewohnlichen Sinne beeinflusst.
14. Fur einen Krystall mit drei Symmetrieaxen miissen
wir in den Gleichungen (10) b,,, c,, c, Is, je nach der Axenrichtung verschieden nehmen, z. B. b,,., b n y , b,, etc. I n dieser
Weise bekommen wir
- KyB,
2 N Y K y = -2%
T ,
D,= A?,’- Kx2, D,
= By2
Y
D, = NZ2- Kz2
2T
2N,Kz = --
-
etc.
xz
Die undurchsichtigen Krystalle sind bisher nicht geniigend
esperimentell untersucht; kann man aber x z , x y , x, sehr gross
nehmen, so verschwinden Kx2,Kr2, Kza gegen Nxa,
Nya, Nza,
und wir bekommen, den Gleichungen (15) analog,
3. A. Goldhammer. llectrische Lichttheorie.
106
Die Beziehung zwischen B, und B, etc. ist, wie bekannt,
experimentell bestatigt ; ferner sind die gewonnenen Dispersionsformeln mit denselben von L o m m e l identisch; dieselben Formeln haben auch wir aus der Thomson'schen molecularen
Lichttheorie abgeleitet ; fur Arragonit und Topas nach L o m mel's Berechnungen, fur den Spath nach den unserigen stellt
diese Dispersionsformel die Beobachtungergebnisse auf der
ganzen Lange des Spectrums (von A bis T ) in genugender
Weise dar. l)
Da endlich in der electrischen Lichttheorie die Lage
der optischen Axen durch dieselben Gleichungen wie in der
mechanischen Theorie gegeben wird, so bleiben diese Gleichungen
auch dann unverandert bestehen, wenn die Lichtgeschwindigkeiten in den Richtungen der x, y, z-Axen %, By, ?&als
Functionen von T erscheinen; jetzt wird nur die Lage der
optischen Axen selbst von T abhangen: wir werden somit die
bekannte Erscheinung der ,,Axendispersion" bekonimen.
Resumiren wir nun alles gcsagte, so schliessen wir, dass
die von uns vorgeschlagene Ehklarung der Dispersion und
Absorption des Lichtes vom Standpunkte der electrischen
Lichttheorie jedenfalls allen Forderungen genugt , die jeder
solchen Theorie aufgelegt werden. Indem unsere Theorie die
Hanpterscheinungen der Lichtzerstreuung den Beobachtungen
entsprechend erklart, zeigt noch dieselbe wenigstens den Weg,
-.
auf welchem man zur Beseitigung einiger Schwierigkeiten der
electrischen Lichttheorie gelangen kann.
K a s a n , im November 1891.
~
...
. .
1) Goldhammer, Journ. Russ. Phys. Chem. Ges.
Beibl. 11. 1887.
18. 1886.
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