EN EME TE
Si l’on a pris pour axe O3 la ligne des pôles du champ magnétique, on devra faire d = e — 0, et en posant f — y, où v est un petit coefficient, fonction de la nature du corps transparent et de l’intensité du champ magnétique, on obtiendra les équations (x) (?).
Mais nous voulons de plus, et c’est le premier objet de ce travail, tenir compte de la biréfringence spéciale engendrée par le champ magnétique, et dont l’élude restait à faire (*).
CRT
( G) IL P: ve 481.
6 LYYROCHE.
La même isotroprie dissymétrique, autour de l'axe du champ,
entraîne, pour représenter cette biréfringence, l'introduction, dans la Ds ; : : ; ; d?C À 4 troisième équation seule, d’un terme unique + v'A, 3 qui, par les
raisonnements précédents, n’est autre que + nr + Pourvu que y’ soit
: as d2 AS ; ; :
assez petit. Le coefficient de 2 dans cette troisième équation deviendra donc ! v' A? Û 3 sl = (E TT C2”
en introduisant le nouveau coefficient c? comme s’il s'agissait de la biréfringence d’un cristal uniaxe dont l'axe optique coïnciderait avec la ligne des pôles du champ. Ce second coefficient y’ est fonction, comme v, de la nature du corps transparent et de l'intensité du champ magnétique. Il.est plus difficile à mettre en évidence expérimentalement, ce qui serait une raison de le supposer plus petit que v. Mais, comme ce sont des expériences d’un autre ordre (*}), nous ne préjugerons pas cette question et garderons v et v' indépendants l’un de l’autre, en négligeant leurs carrés et leur produit.
J'ajoute que, pour l’'homogénéité, y’ doit être de l’ordre du carré
d’un temps, comme v?, pour que +; + v'=; soit homogène et de dimen-
sions T2.
Les équations prennent alors la forme définitive
a. DR n GANG ITE COCIL LE dx 1 ne RECENSE] d9 (4) à de & dt ne 10 de d8 e dE a. 1 de
C'est la généralisation du système (x) de la page 498, le coeffi- + I es ; . : ee cient — de la troisième équation étant remplacé par + = = + vÉ et «a ce? 7e 72 y’ étant toujours assez petit, s’il est négatif, pour que + soit positif. a RS
() Quirino Marorana, C. R. Acad. Sc., t. CXXXV, 21 juillet 1902, p. 139.
Cherchons, comme on le fait dans les questions de ce genre, à vérifier ces équations par des solutions symboliques de la forme
5 nt ( ) il M
— el (—1x—imy—n2) y—1 :
Zi
les solutions physiques étant les parties réelles des solutions analytiques imaginaires que nous obtiendrons.
Toujours d’après la même isotropie dissymétrique autour de l’axe Oz du champ, nous choisirons les axes Oxy, dans le plan normal à cet axe, de façon à faire passer Oy par la trace du plan de l’onde Lx + my + n3 = 0 sur ce plan normal, c’est-à-dire à supposer m— 0, ce qui, avec les notations ordinaires
de propagation), donne
Sin Tr, = 0, y = Cost; siné cos Ê= ; TÜ— 0, n = —; (4) @) de sn? me k° Pi A RS em S MR F2 at) ë 2 Ë Ces g? ??
= Va à = pt, p—— kY=AUE PRE)
Ces valeurs, portées dans les équations, donnent, pour déterminer : . 2 ,k((—lx—nz) =1 :
L, M, N, après suppression du facteur commun ke V1, les trois
équations homogènes
(6) | BLV=r+ (5 )M=o
nil + (2 — +m)N=o.
La condition de compatibilité de ces trois équations homogènes s'obtient en égalant à zéro leur déterminant
SP ETE —… nl
EN = I I nt a — Oo = 0 (7) a? V a? 0)?
I I ; nl (0) Re er ll c? u)?
et peut recevoir deux formes différentes :
