472 Induction. 
  
  
d= Zr , B= 2. 
7v 701 
gesetzt wurde. 
Dann ist: 
J—J7 t 4a 
JF uy dorm ob 
oder, da für ein gut leitendes Medium 2, — 4,, also: « — f, 
LÁ 4 
7 10047 e 
Sieht man von der magnetischen Permeabilität ab, setzt also: 
pp-1, ebenso für Luft: e = 1, 
so ist nach (75), (77), (78): és 
v= VAT (85) 
Da hier die Leitungsfähigkeit nach absolutem, elektrostatischem Maass zu 
rechnen ist, so ist für Quecksilber: 
A == 0:56:1015, 
fir ein anderes Metall 
= 956-1015 A, 
wo ' die relative Leitungsfähigkeit des Metalls in Bezug auf Quecksilber ist. 
Hiernach ist, selbst für recht kurze Schwingungen, « gross gegen 1 und 
daher angenähert: 
ZEN 9 
I us (86) 
Og Ur y 
; 1 : ; 
Nimmt man für 7 = 57168 7) so ist für Quecksilber: 
  
  
1 
SH — 0-00044, 
für ein anderes Metall: 
J—J 000044 
J VE 
Hiernach dringt selbst bei sehr schnellen Schwingungen nur ein kleiner 
Bruchtheil in das Metall ein. Der bei weitem grösste Theil der Wellenintensität 
wird reflektirt. Es erklärt sich hieraus die vorziigliche Schirmwirkung der 
Metalle, sowie ihre Fähigkeit, als sehr vollkommene Spiegel auf elektrische 
Schwingungen zu wirken. 
Für das Verhalten der in das Metall eindringenden Schwingungen, sowie 
für die Reflexionswirkung ausserordentlich dünner Metallwände verweisen wir 
auf die Abhandlung von I. BOLTZMANN. 
Die Anwendung dieser Entwickelungen auf die Absorption des Lichtes in 
Metallen, stösst, wie E. Conn?) bemerkt hat, auf Schwierigkeiten, deren Hebung 
die Berücksichtigung der Eigenschwingungen der Metallmoleküle zu erfordern 
scheint. A. OBERBECK. 
  
1) Vergl. L. BoLTzMANN, 1. c. 
?) E. CouN, WIED. Ann. 45, pag. 55— 61. 1892.