ABSORPTION PRODUITE, DANS LES CORPS HÉTÉROTROPES

tourmaline, et consistant en ce que le pouvoir absorbant est, comme la vitesse de propagation des ondes, fonction seulement de Torientation de la vibration, mais non, en outre, de la direction des plans d'onde.

C^est évident, abstraction faite de la polarisation rotatoire, pour les vibrations différentes de celles qui sont ou parallèles ou perpendiculaires à Taxe principal de symétrie, naturel ou acquis, du corps; car, la transparence étant suffisante pour que les propriétés de l'ellipsoïde inverse (p. 419) s'appliquent sensiblement, la vibration n'a une direction donnée, inclinée sur Téquateur de cet ellipsoTde, que dans un seul système d'ondes planes, celui où le plan d'onde est normal à la section principale ou méridienne de l'ellipsoïde menée suivant la direction donnée, plan unique (contenant à très peu près celle-ci) qui fasse, dans l'ellipsoïde, une section ayant pour sens d'un de ses axes cette direction même.

Mais un examen plus attentif est nécessaire pour les directions ou parallèles, ou perpendiculaires à l'axe de symétrie, qui sont, chacune, celle des vibrations possibles dans une infinité de systèmes d'ondes planes. Il faut y considérer la résistance au mouvement, proportionnelle à la vitesse, que nous a fait annuler tout à l'heure (p. 477) l'hypothèse d'une transparence parfaite. Il est clair qu'elle comporte dans notre cas deux coefficients distincts, H et H', au lieu du coefficient

unique H affectant les trois composantes '^' de la vitesse, dans les équations (ii3) (p. 371) qui régissent les vibrations de l'éther d'un corps opaque isotrope. Si l'axe de symétrie ou d'isotropie du corps est pris pour axe des x, les équations du mouvement auront donc, par exemple, au lieu de cette forme (ii3), celle—ci

a'' dl' '^ \L dt ~ '^ dz*

avec quatre paramètres a, a\ H, H' tous distincts et pouvant être, d'ailleurs, fonction de la période. On peut même, dans le cas de biréfringence magnétique, faire porter sur le premier terme, en ^'j de la troisième équation, ou, par conséquent, sur le paramètre a', la petite modification, proportionnelle à l^V ou à — Ar'A,^, alors éprouvée par le terme AjC du second membre; car, dans nos ondes planes se propageant et assez sensiblement persistantes, à vibrations pen-

riv x-ï C dulaires, ^2^" ne différera jamais guère de — 5-» c'est-à-dire de j- ou même

de j-> expression de même forme que le premier terme de la troisième

équation (a).

Or ces équations (a) sont visiblement celles du mouvement vibratoire d'un corps isotrope autour de l'axe des s. Dès lors, pour tous les plans d'onde menés suivant cet axe et admettant par suite une vibration parallèle à l'axe même, l'extinction sera évidemment pareille.

Il ne reste donc qu'à considérer les vibrations perpendiculaires à l'axe, ou pour lesquelles Ç = 0. Or, vu l'annulation des termes où figurent a' et H', les équations (a) sont alors identiques à (ii3) (p. 371), qui sont celles du mouvement de l'éther dans un corps entièrement isotrope; et, par suite, Textinctioa j est encore la même, quelle que soit l'orientation des ondes.

Ainsi, conformément à la pensée de Fresnel, tant les coefficients d'extinction que les vitesses de propagation ne varient qu'avec la direction de la vibration.