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Bemerkenswerth sind noch die besonders störend erst in den folgenden Serien auftretenden Nebenbilder, die durch Reflexion an den Compensatorflächen entstanden sind.

Die Serie B bezieht sich ebenfalls auf das gleichseitige Dreieck. Während aber in A die ursprüngliche und die diese zur Mittelpunktsfigur ergänzende Oeffnung längs einer Seite aneinander grenzten, also der Mittelpunkt auf der Mitte einer Seite lag, ist hier die ergänzende Oeffnung senkrecht zu der vorhin gemeinschaftlichen Seite verschoben; das Rhombus wird also in der Richtung der kürzeren Diagonale von einem Steg durchsetzt. B1 und B2 entsprechen der Phasendifferenz 0, Bg λ/4 bez. 32/4. В und B ̧ λ/2 1)

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Serie C entspricht der halbkreisförmigen Oeffnung und zwar ist der Halbkreis zum Vollkreis ergänzt, der Symmetriepunkt also auf der Mitte des begrenzenden Durchmessers gewählt worden. C gibt zunächst die Diffractionsfigur der halbkreisförmigen Oeffnung selbst, die für den Astronomen insofern von Interesse ist, als ein Hauptinstrument des beobachtenden Astronomen, das Heliometer halbkreisförmige Aperturblenden besitzt. Die Erscheinung besteht im grossen und ganzen aus einem elliptischen Scheibchen, einer Anzahl umgebender elliptischer Ringe und einem Lichtschweif senkrecht zum begrenzenden Durchmesser der Oeffnung. C1 bis C1 entsprechen den Gangdifferenzen 0, 2/4, 1/2, 32/4 zwischen dem Lichte des oberen und unteren Halbkreises. C1 und C 2) einerseits und C und C andererseits sind also zusammengehörige Lichtvertheilungen, durch deren Superposition die Beugungsfigur der halben kreisförmigen Oeffnung entsteht. Das der vollen kreisförmigen Oeffnung (C1) entsprechende Ringsystem zeigt deut

1) Bei dem raschen Abfall der Helligkeit vom Mittelpunkte aus, sowie dem mit der gesammten aufgefallenen Lichtmenge sich steigernden Uebergreifen der Licht- bez. chemischen Wirkung auf benachbarte Partien ist es selbtverständlich nicht möglich, die mittleren und entfernteren Partien auf einer Platte gleich gut zu bekommen; man muss vielmehr wie hier wenigstens für die Phasendifferenz 0 und 1/2 geschehen zwei Aufnahmen machen, eine mit kürzerer Dispositionsdauer für die mittleren und eine mit längerer für die entfernteren Theile des Beugungsbildes.

2) C1 C, entspricht der von H. Bruns 1. c. gemachten Bemerkung.

lich die durch die,,Facette" der aneinander grenzenden Glaskeile bewirkten Störungen. C, ist eine ausserordentlich charakteristische und interessante Lichtvertheilung; die an ihr zu bemerkenden Spuren von Unsymmetrie in Bezug auf die Horizontalaxe sind durch geringe Abweichungen der Phasendifferenz von 2/2 bedingt; auf der Horizontalaxe herrscht natürlich die Intensität Null. C2 und C sind bis auf die Lage gleich, die geringen Abweichungen erklären sich wie bei C3.

Die letzte Serie (D) soll den Einfluss der Lichtintensität auf das Aussehen des Bildes an zwei Beispielen demonstriren; wie ersichtlich, sind die Aufnahmen mit verschieden grossen Oeffnungen gemacht.

Jena, Physik. Institut d. Univ., Sept. 1895.

10.

Ueber die Wellenlängenscala des ultrarothen
Flussspathspectrums; von F. Paschen.

Im Folgenden finden sich einige neue Bestimmungen über die Dispersion des Fluorits im ultrarothen Spectralgebiete, welche ich mit dem für Hrn. Langley gefertigten und mir von Hrn. J. E. Keeler freundlichst geliehenen Rowland'schen Concavgitter in diesem Jahre in ganz ähnlicher Weise angestellt habe, wie in meiner vorjährigen Arbeit. 1) Diese Neubestimmungen wurden hauptsächlich veranlasst durch eine von mir ausgeführte Untersuchung über die Spectra fester Körper, über die ich demnächst zu berichten gedenke. Gewisse Gesetzmässigkeiten, welche dort zum Vorschein kamen, zeigten eine nur angenäherte Gültigkeit. Ich wollte sicher sein, dass die gefundenen Abweichungen nicht auf eine Ungenauigkeit der zu Grunde gelegten Wellenlängennormalen meines Spectrums zurückzuführen seien. Ein zweiter Anlass entstand durch eine Bemerkung des Hrn. H. Rubens in seiner letzten Schrift 2), dass er nämlich in dem Gebiete bis 2,5 μ die Dispersionsbestimmungen von Rubens und Snow 3) für die genauesten halte. Nach diesen Bestimmungen würden in dem bezeichneten Spectralgebiete die Minimalablenkungen um etwa 0,3-0,5 Minuten bez. die Brechungsindices um 7-10 Einheiten der 5. Decimale grösser anzusetzen seien, als nach der meinigen; die zu einer Minimalablenkung gehörigen Wellenlängen würden dadurch etwas grösser. Die Uebereinstimmung zwischen Spectralmessungen, die Langley, Julius und Ångström mit dem Steinsalzprisma, und ich mit dem Fluoritprisma gemacht haben, würde dadurch in diesem Gebiete etwas verschlechtert, wenigstens, wenn man die in diesem Gebiete wohl immer noch genaueste Dispersionsbestimmung von Langley über das Steinsalzprisma den Messungen im Steinsalzspectrum zu Grunde legt. Die Bestimmung der ultrarothen Wellenlängen im Prismenspectrum ist eine Arbeit, 1) F. Paschen, Wied. Ann. 53. p. 301. 1894.

2) H. Rubens, Wied. Ann. 54. p. 476. 1895.

3) H. Rubens u. B. Snow, Wied. Ann. 46. p. 529. 1892.

welche vorläufig den Grund für eine rationelle Spectroskopie im Ultraroth legen muss; denn die verdienstvollen Arbeiten von H. Becquerel, Abney und Lewis 1) haben uns nur bis wenig über 1 μ hinaus genauere Standarts gegeben. Ins weitere Ultraroth sind sie nicht gelangt. Hier bleibt das geaichte Prismenspectrum vorläufig das einzige Hülfsmittel. Ich habe geglaubt, keine Mühe scheuen zu sollen, um hier die Normalen so genau es möglich ist, zu legen.

Die Art der Bestimmung war die nämliche, wie im vorigen Jahre. Nur wurde der Spalt der Gitteranordnung stets so schmal wie möglich gehalten. Da die Linien des Gitterspectrums infolge der Hohlspiegel eine geringe Krümmung besassen, wurde der Prismenspalt oben und unten abgeblendet, sodass nur seine mittlere Partie soweit von der Linie bedeckt. wurde, wie diese genügend gerade war. Es ist möglich, dass diese kleine Fehlerquelle, die ich im vorigen Jahre unterschätzt haben mag, die Ursache ist, dass meine neuen Bestimmungen bis 3,5 u ein wenig von meinen vorjährigen abweichen. Bei längeren Wellen sind die Linien des Gitterspectrums bereits länger und geradliniger, sodass diese Fehlerquelle dort nicht mehr wirken konnte. Jenseits 3,5 μ erhielt ich auch durchaus meine früheren Werthe wieder.

Die in der Tab. I gegebenen Endwerthe der neuen Bestimmungen sind meistens Mittelwerthe von noch mehr Einzelmessungen als im vorigen Jahre. Diese Einzelmessungen stimmten meistens besser untereinander, wie man an den mit angeführten,,wahrscheinlichen Fehlern" der jetzigen und vorjährigen Tabelle sehen kann. Ich würde die vorliegenden Bestimmungen bis 3,5 μ für erheblich zuverlässiger halten, als die vorjährigen. Für längere Wellen dürften sie kein erheblich grösseres Gewicht beanspruchen können. Der umrandete Theil der Tab. I enthält die neuen Messungen. Die Spalten dort führen die Wellenlänge u, das Verhältniss m/n der Gitteranordnungen, durch welche die ultrarothe Linie, die im Prismenspectrum gemessen wird, gekennzeichnet ist. m ist die Ordnung desjenigen Spectrum, zu dem die auf den Prismenspalt projectirte Natriumlinie gehört, n dis Ordnung desjenigen,

1) E. P. Lewis, The Astrophysical Journal June and August 1895.

dem die darüber liegende ultrarothe Linie entstammt. m/nx 0,58932 ist dann ihre Wellenlänge. Wie aus meiner früheren Arbeit ersichtlich ist, erhält man dieselbe ultrarothe Linie durch Combination verschiedener m und n, z. B. 12/4, 6/2, 3/1. Es ist in solchem Falle das kleinstzahlige m und n in der Tabelle angegeben. Es folgt in der Tabelle das Mittel aus den gefundenen Minimalablenkungen 8 und der ,,wahrscheinliche Fehler“ von diesem Mittelwerthe, wobei zu bemerken ist, dass man das 30.674 fache des wahrscheinlichen Fehlers als einen unwahrscheinlichen Fehlerbetrag ansehen darf. Die nächste Spalte enthält das Mittel aus den Temperaturablesungen, die während der Einzelmessungen in der Nähe des Prisma gemacht sind. Dann ist angegeben die Anzahl der Einzelmessungen, aus denen das Mittel gebildet ist. Schliesslich unter beob." steht der Brechungsexponent, der sich aus & und dem brechenden Winkel des Prisma berechnet. Der brechende Winkel betrug 59° 59′ 15′′. In meiner vorjährigen Arbeit steht infolge eines Druckfehlers der falsche Werth 59° 59′59′′.

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Die neuen Brechungsexponenten sind bei 2 μ um rund 9 Einheiten der 5. Decimale kleiner, als die vorjährigen. Nach langen und nach kurzen Wellen hin wird diese Abweichung allmählich geringer. Bei 0,8840 u beträgt sie noch ca. 7 Einheiten, bei 3,5 u ist sie schon bis auf die Fehlergrenze herabgegangen und beträgt nur noch ca. 3 Einheiten. Im weiteren Verlaufe der langen Wellen ist keine Differenz mehr da.

Ketteler's fünfconstantige Dispersionsformeln lassen sich durch eine geringe Schiebung in den Zahlenwerthen der Constanten den jetzigen Bestimmungen und zugleich Sarasin's Bestimmungen im Ultraviolett ebenso gut anpassen, wie den früheren Messungen. Die Formel

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