Interferenz des geradlinig polarisirtcn Lichtes. 91 
gemeinsame Polarisations-Ebene haben, so wird die beschleuni 
gende Kraft der resultirenden Bewegung durch die Summe der 
beschleunigenden Kräfte der Theilbewegungen dargestellt. Be 
zeichnen wir nun aber den wirklichen Ausschlag des Theilchens, 
wie er der resultirenden Bewegung entspricht, durch Y, so 
drückt sich die beschleunigende Kraft der letzteren auch durch 
d 2 Y 
—r— aus, und wir haben sonach: 
dt 2 
d 2 Y d 2 y x . d 2 y<i . d- (y x -j- y 2 H~ • • ■) 
dt 2 ~~ dt 2 ' dt 2 ' " * * dt 2 
Die Integration dieser Gleichung gibt aber: 
d Y d (ih —y% ~T~ • • •) t dy x . dy 2 . 
dt dt 1 dt 1 dt 1 . ' 
„ . dY du 1 du 
Die Quotienten T ~ 
etc. sind nichts Anderes als die 
Geschwindigkeiten des Theilchens, wie sie der resultirenden und 
den Theilbewegungen entsprechen. Wenn nun beim Beginne der 
Bewegung und in ihrem Verlaufe keine anderen Kräfte wirken, 
als die inneren Elasticitätskräfte des Aethers, so wird im Anfänge 
der Bewegung die Geschwindigkeit der resultirenden Bewegung 
der Summe der Geschwindigkeiten der Theilbewegungen gleich 
sein. E'iir diesen und folglich auch für alle folgenden Momente, 
ist daher die Integrations-Constante der Null gleich, und wir ha 
ben somit: 
dY __ <%i . dy 2 | d, (yi -\- y<2 ■ . •) 
dt dt ' dt ' dt 
Eine nochmalige Integration führt zu der Gleichung: 
^. = y 1 y 2 const. 
Hieraus ersehen wir, dass der Ausschlag der resultirenden 
Bewegung der Summe der Ausschläge aller Theilbewegungen, 
um eine constante Grösse vermehrt, für eine jede Zeit gleich 
kommt. Diese constante Grösse übersteigt offenbar die unmess- 
baren Grenzen der Licht-Amplituden nicht, und sie modificirte 
übrigens auch nicht, falls sie wirklich vorhanden wäre, die Er 
scheinung, da sie nur eine Verschiebung der den Ausschlägen Y 
entsprechenden Wellenlinien in der Richtung dieser Auschläge 
bedingt. Die Annahme dieser Verschiebung verträgt sich aber 
offenbar nicht mit der Unterstellung, dass bei dem Beginne der