ζ=[（v-v′）·l]/2。
经过如下讨论：
“再者，根据方程7， B（ρsτ）2是不依赖于ρsτ的，因此可以提到连加号前面去。
此外，按照关系式11c和关系式8d，属于相邻ρ值的ξ彼此相差一个πl/2L，亦即相差一个无限小的量。因此，式中的三重和式就可以改写成三重积分。既然如上所述三重和式中两个相邻ξ值之间的间隔Δξ是由关系式
Δξ·2L/πl=1
来描述的，我们就有
ΣΣΣsin2ξ/ξ2·sin2η/η2·sin2ζ/ζ2=（2L/πl）3·ΣΣΣsin2ξ/ξ2·sin2η/η2·sin2ζ/ζ2·Δξ·Δη·Δζ，
式中的最后一个和式可以直接写成一个三重积分。我们可以由关系式11c和关系式8d得出结论说，为了一切的实际目的，这个积分可在积分限-∞必和+∞之间计算，于是它就分解成三个积分的乘积，其中每一个积分的值都是π。”
如上考虑下，借助方程7，并将A的表示式方程6d代入方程11b，便得乳光场y方向的平均强度为方程方程11c：
ey2=RT0/N·（?e/?ρ）2/[υ2·（?2ψ/?υ2）]·（2πn/c）4·l3/（4πD）2·Hy2/2。
（注：论文中此处开始用υ代之比容，与前面的比容代号 v不一致。）
以比容 v比容v=1/ρ来表示，并将改写成激发光的波长l，则为方程11d：
ey2=RT0/N·υ（?e/?ρ）2/（?2ψ/?υ2）·（2π/l）4·Φ/（4πD）2·Hy2/2。
其中，Φ代表光经过产生的乳光的体积。
同理，可得乳光场z方向的平均强度，而乳光场x方向的平均强度为0，从方程8c1c那x方向的乳光场就为0了，论文中在方程8c1c对此进行了复杂的数学和物理论证，当然，简单的物理解释也可以达到此论证，即光的横波本性必然意味着乳光场x方向的分量 ex为0。
由此可知，电矢量在垂直于乳光射线的平面上的投影决定了沿一个给定方向发射的乳光的强度及偏振，而与激发光是沿着什么方向传播无关。
论文分析的媒质密度起伏引起的乳光现象与由远小于光之波长的悬浮粒子所引起的乳光具有同样的性质，因为两种事例都涉及受照射物质的均匀性的不规则扰乱，而扰乱的位置又是迅速变化的。
根据方程11d，乳光强度J0和激发光强度Je的关系为方程11d1：
J0/Je=RT0/N·υ（?e/?ρ）2/（?2ψ/?υ2）·（2π/l）4·Φ/（4πD）2·cos2j。
其中，Je是激发光的强度；J0是沿一特定方向离开激发位置的距离为D处的乳光强度；j是激发光的电矢量和垂直于所考虑乳光的平面之间的夹角。
根据方程11d1还可以精确的确定分子绝对的大小N，即阿伏伽德罗常数。
根据方程11d，通过对所有方向求乳光的积分来计算由于乳光现象而出现的表观吸收为方程11d2：
α=1/6π·RT0/N·υ（?e/?ρ）2/（?2ψ/?υ2）·（2π/l）4
其中，α吸收常量，而强度衰减因子为e-αδ；δ是光所经过的物质层的厚度。
第五节题为《均匀物质》，这一节对上一节导出的方程11d1进行了两种具体场景应用。
一为，对均匀物质来说：
比容表示的元功ψ函数与比容υ和压强p的关系为（方程6e处）方程12：
ψ=-∫p·dυ
（注：论文从方程11c处开始用υ代之比容，与前面方程6e处最早提出的比容代号 v不一致。）
有方程12微分可得方程12a：
?2ψ/?υ2=-?p/?υ
其中，?p/?υ为等温导数，因为在所有属于给定密度分布的状态中，具有常值温度的状态就是熵最大的状态，从而也在给定的能量下具有最大的统计几率。
根据克劳修斯-莫索缔(Mosotti)-洛伦兹关系式，表观介电常数e和比容υ的关系为方程12b：
（e-1）/（e+2）·υ=常量
由方程12b得方程12b1：
（?e/?υ）2=（e-1）2·（e+2）2/9υ2
将方程12a和方程12b1代入上一节得方程11d1，即得方程12c：
J0/Je=RT0/N·[（e-1）2·（e+2）2]/[9υ（-?p/?υ）]·（2π/l）4·Φ/（4πD）2·cos2j
方程12c便给出了在离激发光所经体积Φ的距离为D处测量的激发光强度Je和乳光强度J0的比值。
二为，对理想气体来说，表观介电常数e+2=3，则方程12c变为方程12c1：
J0/Je=RT0/N·（e-1）2/p·（2π/l）4·Φ/（4πD）2·cos2j
方程12c1解释了被光照射的大气为何主要发出的是蓝光，论文的分析证明解释天空为蓝不需要用到物质分立分布的假设，即无需假定物质以分立的聚集状态存在。另一方面，通过对完全无规分布的各个气体分子的辐射求和也可以得到方程12c1。
第五节题为《混合液体》，这一节依然是对第四节导出的方程11d1的应用扩展，其针对的对象为混合液体的乳光现象。
设混合物第一种成分和第二种成分的单位质量分别为1和 k，则混合液总单位质量为1+ k；
混合物第一种成分和第二种成分的比容分别为υ和υ′′；
混合物气相中第二种成分的分压强为 p′′。
上述混合物被注入一个容器中，其器壁一部分为半透性的，第二种成分可以在气体形态下被加入和取出，而第一种成分不可以；
另有一个相对无限大的容器含有相对无限大的混合物，成分为 k0，容器依然有半透壁的气态空间容纳第二种成分，其分压强和比容分别为 p0′′和υ0′′。
两个容器的温度都为T0，把质量为 dk的第二种成分在气体形态下以一种可逆的方式从第二容器送入第一容器中，这样来使第一容器中的浓度量度 k增大一个 dk，则此场景下所必须做的功 dψ三个部分（忽略液体容积）：
-dk/M′′·p0′′·υ0′′（从第二容中取出物质时的功）；
dk/M′′·RT0·lg（p′′/p0′′）（等温压缩到第一容器中的分压强）；
+dk/M′′·p′′·υ′′（放入第一容器时的功）。
其中，M′′是气相中第二种成分的相对分子质量。
按照莫索缔(Mosotti)定律，第一项和第三项互相抵消，则功 dψ为方程13：
dψ=RT0/M′′·dk·lg（p′′/p0′′）
方程13结合如下关系式：
lg（p′′/p0′′）=lg[1+（p′′-p0′′）/p0′′]=lg（1+π）=π-π2/2…
（其中，π为第二种成分对原始状态而言的相对压强改变量。）
可得方程14：
?ψ/?υ=RT0/M′′·（π-π2/2…）/（?υ/?k）
方程14对第一种成分的比容υ微分，并令π=0，即得方程14a：
（?2ψ/?υ2）0=RT0/M′′·（?π/?k）/（?υ/?k）2=RT0/M′′·（1/p′′·?p′′/?k）/（?υ/?k）2
参照方程14a，即可将第四节的方程11d1改写为方程15：
J0/Je=M′′/N·υ（?e/?k）2/[?（lgp′′）/?k]·（2π/l）4·Φ/（4πD）2·cos2j。
方程15只包含可以在实验上测量的量，其能完全确定二元混合液体的乳光性质，直至紧靠临界点的一个小域为止，其确定的范围中各成分的蒸气可以看成理想气体。
论文《关于均匀流体及混合液体在临界状态附近的乳光现象的理论》以对实验验证的期盼而结束，并点明论文根据玻尔兹曼熵S概率公式而导出的乳光理论可以计算阿伏伽德罗常数N：
“此处所考虑的现象的一种定量的实验研究将是很有兴趣的：
一方面，知道玻尔兹曼原理是否确实给出此处所考虑的现象的正确解释，这将是很有价值的；
另一方面，这样的研究将能引向数N的精确值。”
《物理学年鉴》1910年10月8日收到爱因斯坦的这篇乳光天蓝论文《关于均匀流体及混合液体在临界状态附近的乳光现象的理论》，最终于12月20日发表。
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