jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
serait facile d'expliquer d'une manière analogue la transformation des rayons circulaires en elliptiques dans la réfraction, il en résulte bien que la théorie d'Airy ne convient qu'à un tel cristal monoréfringent. Peut-on même admettre qu'elle s'applique aux cristaux biréfringents doués du pouvoir rotatoire comme le quartz? Première approximation consiste à supposer que les vitesses de propagation des rayons 1, 3, sont égales, ainsi que celles des rayons 2, 4, auquel cas analytiquement et géométriquement l'ellipse ordinaire d'Airy peut être substituée aux ellipses réelles 1, 3, et l'ellipse extraordinaire d'Airy aux ellipses 4, 2, aussi bien à l'entrée qu'à la sortie du cristal. La comparaison des deux figures le montre nettement. Dès que l'on est un peu écarté de l'axe, la première approximation, comme les formules le montrent, consiste à admettre que l'on a les seuls rayons elliptiques 1 et 4, et que les autres rayons 2, 3, sont sensiblement polarisés rectilignement. Ce n'est que pour les points très près de l'axe que l'approximation à laquelle conduit la théorie d'Airy peut être admise. En effet, pour ces points, les phénomènes d'interférence disparaissent sensiblement devant les phénomènes de la polarisation rotatoire. Or, pour retrouver les formules d'Airy, il faut supposer que 1 (0) et 3 (E) ont la même vitesse de propagation et que 2 (0) et 4 (E) ont aussi la même vitesse, d'où l'on conclut que les deux ellipses d'Airy sont décrites dans le même plan (Airy avait négligé de démontrer, ce qui était fondamental, que ceci n'avait pas lieu). Donc l'inégalité des vitesses est du même ordre de grandeur que celle des rayons gauche et droit sous l'incidence normale. En vain Airy a-t-il décoré ses deux ellipses l'une d'ordinaire, l'autre d'extraordinaire. Aucune ne correspond à cette dénomination, mais chacune est exactement ce que sont les rayons gauche et droit sous l'incidence normale, c'est-à-dire ne présentent de différence de vitesse que par ce fait que l'une tourne à gauche et l'autre à droite. En effet, l'ellipse dite ordinaire d'Airy étant substituée aux ellipses 1 et 3, aura donc une vitesse moyenne qui tiendra de 0 et E. De même, l'ellipse
(0) et 3 (E) ont la même vitesse de propagation et que 2 (0) et 4 (E) ont aussi la même vitesse, d'où l'on conclut que les deux ellipses d'Airy sont décrites dans le même plan (Airy avait négligé de démontrer, ce qui était fondamental, que ceci n'avait pas lieu). Donc l'inégalité des vitesses est du même ordre de grandeur que celle des rayons gauche et droit sous l'incidence normale. En vain Airy a-t-il décoré ses deux ellipses l'une d'ordinaire, l'autre d'extraordinaire. Aucune ne correspond à cette dénomination, mais chacune est exactement ce que sont les rayons gauche et droit sous l'incidence normale, c'est-à-dire ne présentent de différence de vitesse que par ce fait que l'une tourne à gauche et l'autre à droite. En effet, l'ellipse dite ordinaire d'Airy étant substituée aux ellipses 1 et 3, aura donc une vitesse moyenne qui tiendra de 0 et E. De même, l'ellipse dite extraordinaire d'Airy. Donc, la différence de vitesse des deux ellipses d'Airy ne peut être que du même ordre de grandeur que celles que l'on observe sous l'incidence normale et à laquelle sont dus les phénomènes de la polarisation rotatoire. Airy a fait une tout autre hypothèse sur la différence de marche qui est exacte en elle-même, mais qui ne pouvait convenir à ses deux ellipses, puisque celles-ci, étant dans un même plan, comme nous venons de le démontrer, ont une différence de marche de l'ordre de grandeur des rayons gauche et droit sous l'incidence normale. Or, comme les phénomènes que l'on observe sont des phénomènes d'interférence dus à l'inégalité de vitesses de rayons ordinaires et extraordinaires superposés dans les cristaux perpendiculaires à l'axe, comme ils le seraient dans les cristaux parallèles à l'axe; il en résulte que la théorie d'Airy ne saurait être admise même comme une théorie limite de la véritable théorie que nous donnons. Elle doit donc être complètement rejetée. Dans la première partie de notre mémoire, nous n'avons fait aucune hypothèse sur la nature du cristal biréfringent doué du pouvoir rotatoire. Nous avons simplement invoqué les expériences de Jamin, pour en conclure que l'on avait k
de marche qui est exacte en elle-même, mais qui ne pouvait convenir à ses deux ellipses, puisque celles-ci, étant dans un même plan, comme nous venons de le démontrer, ont une différence de marche de l'ordre de grandeur des rayons gauche et droit sous l'incidence normale. Or, comme les phénomènes que l'on observe sont des phénomènes d'interférence dus à l'inégalité de vitesses de rayons ordinaires et extraordinaires superposés dans les cristaux perpendiculaires à l'axe, comme ils le seraient dans les cristaux parallèles à l'axe; il en résulte que la théorie d'Airy ne saurait être admise même comme une théorie limite de la véritable théorie que nous donnons. Elle doit donc être complètement rejetée. Dans la première partie de notre mémoire, nous n'avons fait aucune hypothèse sur la nature du cristal biréfringent doué du pouvoir rotatoire. Nous avons simplement invoqué les expériences de Jamin, pour en conclure que l'on avait k k'= 1, mais nous n'avons apporté aucune restriction aux valeurs de k. Nous avons, en particulier, admis pour k des valeurs comprises entre 1 et 0, et, dans ces conditions, nous avons eu les figures de la page 1294 pour un cristal lévogyre. On voit, dans ces conditions, que l'ellipse ordinaire parcourue dans le sens de la rotation du cristal a son grand axe perpendiculaire à la section principale du cristal. Les formules 6) et 7), que nous avons données, et les figures de la page 1294, dans lesquelles k resterait compris entre 1 et 0 conviendraient donc à un tel cristal biréfringent doué du pouvoir rotatoire. Il convient maintenant de supposer que k est compris entre 1 et 0, savoir A' entre 1 et 0. Les formules 6) et 7), dans ces conditions, deviendront, en remplaçant /f par – formules dans lesquelles k' sera compris entre 1 et 0, et R = si le cristal est lévogyre, et R = –.– s'il est dextrogyre, les coordonnées étant représentées, dans l'un et l'autre cas, par les figures des pages 1289 et 1290. Les figures correspondantes aux valeurs de A* comprises entre 1 et 0 seront, pour un cristal dextrogyre, celles
ordinaire parcourue dans le sens de la rotation du cristal a son grand axe perpendiculaire à la section principale du cristal. Les formules 6) et 7), que nous avons données, et les figures de la page 1294, dans lesquelles k resterait compris entre 1 et 0 conviendraient donc à un tel cristal biréfringent doué du pouvoir rotatoire. Il convient maintenant de supposer que k est compris entre 1 et 0, savoir A' entre 1 et 0. Les formules 6) et 7), dans ces conditions, deviendront, en remplaçant /f par – formules dans lesquelles k' sera compris entre 1 et 0, et R = si le cristal est lévogyre, et R = –.– s'il est dextrogyre, les coordonnées étant représentées, dans l'un et l'autre cas, par les figures des pages 1289 et 1290. Les figures correspondantes aux valeurs de A* comprises entre 1 et 0 seront, pour un cristal dextrogyre, celles que nous avons déjà données pour un cristal lévogyre page 1294, la condition de permuter les lettres a, a' et les chiffres 1,2, pour les ellipses ordinaires, et les lettres A~ et les chiffres 3, 4, pour les ellipses extraordinaires; c'est-à-dire que l'ellipse ordinaire parcourue dans le sens de la rotation du cristal a son grand axe parallèle à la section principale du cristal. Or, pour le quartz, Airy avait admis qu'il en était ainsi, et les expériences de Jamin ont vérifié cette hypothèse. Il en résultera donc que les formules 8) et 9) et pour i = 45° la figure de la page 713 conviendront au quartz en particulier, et les formules 6) et 7) à un autre cristal biréfringent doué du pouvoir rotatoire dans lequel l'expérience montrerait que le grand axe de l'ellipse ordinaire parcourue dans le sens de la rotation, est perpendiculaire à la section principale du cristal. Rappelons en outre que les formules (C'), dans lesquelles on remplace par S, sont celles qui conviennent à un cristal dextrogyre à la sortie et que l'on a toujours Nous arrivons maintenant à la seconde partie de notre mémoire. Les formules 8) et 9), si compliquées, des images ordinaire
rotation du cristal a son grand axe parallèle à la section principale du cristal. Or, pour le quartz, Airy avait admis qu'il en était ainsi, et les expériences de Jamin ont vérifié cette hypothèse. Il en résultera donc que les formules 8) et 9) et pour i = 45° la figure de la page 713 conviendront au quartz en particulier, et les formules 6) et 7) à un autre cristal biréfringent doué du pouvoir rotatoire dans lequel l'expérience montrerait que le grand axe de l'ellipse ordinaire parcourue dans le sens de la rotation, est perpendiculaire à la section principale du cristal. Rappelons en outre que les formules (C'), dans lesquelles on remplace par S, sont celles qui conviennent à un cristal dextrogyre à la sortie et que l'on a toujours Nous arrivons maintenant à la seconde partie de notre mémoire. Les formules 8) et 9), si compliquées, des images ordinaire et extraordinaire, peuvent se ramener à deux formes très commodes pour la discussion du phénomène sur la plage centrale et à la périphérie, si l'on remarque que l'on a identiquement série convergente si k' voisin de l'unité. Dans ces conditions, l'expression de l'intensité lumineuse pour chaque image s'exprimera sous deux formes distinctes. À la périphérie (k' voisin de 0). Cette dernière valeur a été obtenue en changeant s en s -, ce qui permet de passer de la première à la seconde. Telles sont les formules donnant, dans notre théorie, l'intensité lumineuse à la périphérie, lorsque A' est assez petit. En remplaçant cos 2 (R -A) par 1 -sin 2 (R -A), les formules précédentes peuvent encore s'écrire 0 = cos' t -sin 2 sin 2 (t -sin (R -)A.) + y, f, E = sin' < -)sin 2 < sin 2 (< -s) sin (R -)(A.) + 1'. Ces formules ne seront autre chose que celles de la polarisation chromatique quand on fera /= 0, c'est-à-dire à une certaine distance de l'axe. La différence de marche est exprimée par R + A. Enfin les formules à la périphérie pourraient encore s'écrire, comme il est facile de le trouver, en
formes distinctes. À la périphérie (k' voisin de 0). Cette dernière valeur a été obtenue en changeant s en s -, ce qui permet de passer de la première à la seconde. Telles sont les formules donnant, dans notre théorie, l'intensité lumineuse à la périphérie, lorsque A' est assez petit. En remplaçant cos 2 (R -A) par 1 -sin 2 (R -A), les formules précédentes peuvent encore s'écrire 0 = cos' t -sin 2 sin 2 (t -sin (R -)A.) + y, f, E = sin' < -)sin 2 < sin 2 (< -s) sin (R -)(A.) + 1'. Ces formules ne seront autre chose que celles de la polarisation chromatique quand on fera /= 0, c'est-à-dire à une certaine distance de l'axe. La différence de marche est exprimée par R + A. Enfin les formules à la périphérie pourraient encore s'écrire, comme il est facile de le trouver, en remplaçant sin 2 i sin 2 (t-s) par cos' s-cos' (2 i-s) dans les formules ci-dessus 0 = cos' s cos' (R-(A.) + cos' (2 i <) sin' (R + A.) +1' E = sin' cos' (R + A.) + sin' (2 i -s) sin' (R + A.) + y.. Ces formules sont donc identiques et pourront être substituées aux formules générales à la périphérie. Voyons maintenant comment celles-ci peuvent être représentées sur la plage centrale. Plage centrale (k' voisin de 1). En remplaçant 2 i' k' k" 1 < /1 i' +. on aura rq~(jT~) +. on aura 0= cos' A. cos(s R) + sin A, cos (2 i + R) + sin A, sin (2 i - s -)R), E = cos A, sin (s – R) + sin A, sin (2 i - s -)R) – I ~J3 g. Et sous l'incidence rigoureusement normale f' = 1, t = c indéterminé, en désignant par Ro la valeur de la rotation sous cette incidence, on aurait 0 = cos A, cos (s R,) + sin A, cos (2 c – f + R.). Par conséquent, l'expression de l'intensité lumineuse serait indéterminée comme c, à moins que A soit
Ces formules sont donc identiques et pourront être substituées aux formules générales à la périphérie. Voyons maintenant comment celles-ci peuvent être représentées sur la plage centrale. Plage centrale (k' voisin de 1). En remplaçant 2 i' k' k" 1 < /1 i' +. on aura rq~(jT~) +. on aura 0= cos' A. cos(s R) + sin A, cos (2 i + R) + sin A, sin (2 i - s -)R), E = cos A, sin (s – R) + sin A, sin (2 i - s -)R) – I ~J3 g. Et sous l'incidence rigoureusement normale f' = 1, t = c indéterminé, en désignant par Ro la valeur de la rotation sous cette incidence, on aurait 0 = cos A, cos (s R,) + sin A, cos (2 c – f + R.). Par conséquent, l'expression de l'intensité lumineuse serait indéterminée comme c, à moins que A soit nul sous l'incidence normale. Donc, sous cette incidence, on a: <i+T=s'+-r'. et comme s--r=B' d'après les recherches de Jamin, il en résulte que sous l'incidence rigoureusement normale 3=3', -r=-r'. Par suite 0==eos'(s–R.), E=sin'(<–B.). C'est l'expression ordinaire de Fresnel. Comme Ao est nul sous l'incidence rigoureusement normale, on peut admettre que cette quantité est petite pour les rayons obliques, mais voisins de la normale; par suite, pour ceux-ci on a sensiblement, en négligeant les termes d–A'* très petits quand k voisin del: 0 = cos' (~ – R) + A,' cos' (2 < – < + R), E=sin'(s–R)+A,sin'(a<–{-R). Dans la théorie d'Airy, on a dans les mêmes conditions 0=cos'(s–R), E=sin'(<–R). De sorte qu'Airy ne peut, dans sa théorie, faire de distinction entre l'intensité lumineuse dans la lumière parallèle et celle que l'on observe dans la lumière peu convergente, qui est celle de la plage centrale. Nous faisons, au contraire, nettement cette distinction, comme nous venons de le voir, tout en retrouvant les formules au centre et à la périphérie. Avant d'examiner les autres cas, en prenant toujours pour la discussion nos formules limites à la périphérie et sur la plage centrale, il convient de montrer que la théorie d'Airy ne permet
cette quantité est petite pour les rayons obliques, mais voisins de la normale; par suite, pour ceux-ci on a sensiblement, en négligeant les termes d–A'* très petits quand k voisin del: 0 = cos' (~ – R) + A,' cos' (2 < – < + R), E=sin'(s–R)+A,sin'(a<–{-R). Dans la théorie d'Airy, on a dans les mêmes conditions 0=cos'(s–R), E=sin'(<–R). De sorte qu'Airy ne peut, dans sa théorie, faire de distinction entre l'intensité lumineuse dans la lumière parallèle et celle que l'on observe dans la lumière peu convergente, qui est celle de la plage centrale. Nous faisons, au contraire, nettement cette distinction, comme nous venons de le voir, tout en retrouvant les formules au centre et à la périphérie. Avant d'examiner les autres cas, en prenant toujours pour la discussion nos formules limites à la périphérie et sur la plage centrale, il convient de montrer que la théorie d'Airy ne permet pas de retrouver en général les formules de la polarisation chromatique, mais seulement à la distance très particulière de l'axe pour laquelle k'= o. Or si le cristal perd son pouvoir rotatoire, c'est aussi bien suivant l'axe (k'= 1), que près ou loin de l'axe qu'on doit retrouver les formules connues. Pour exprimer que le corps perd son pouvoir rotatoire, la seule façon rationnelle de le faire est d'écrire que sous l'incidence normale les vitesses de propagation des rayons circulaires gauche et droit redeviennent égales, savoir (D') == (D), et sous l'incidence oblique que les vitesses de propagation des rayons elliptiques gauche et droit redeviennent aussi égales = <p', <p = < savoir (C') = (C). L'expression de l'intensité lumineuse à laquelle nous sommes arrivé pour le quartz devient, si le cristal perd son pouvoir rotatoire y = s, y 5', d'où R = o, et 0 = cos' A, cos' s + sin A cos (21 i s) quelle est l'une des formes de la polarisation chromatique. A la distance particulière pour laquelle <a='o, on arrive encore à une expression analogue, comme nous l'avons vu plus haut, savoir 0 = cos' (<a+R) cos' < -)sin (<a-R) cos' (21 i
connues. Pour exprimer que le corps perd son pouvoir rotatoire, la seule façon rationnelle de le faire est d'écrire que sous l'incidence normale les vitesses de propagation des rayons circulaires gauche et droit redeviennent égales, savoir (D') == (D), et sous l'incidence oblique que les vitesses de propagation des rayons elliptiques gauche et droit redeviennent aussi égales = <p', <p = < savoir (C') = (C). L'expression de l'intensité lumineuse à laquelle nous sommes arrivé pour le quartz devient, si le cristal perd son pouvoir rotatoire y = s, y 5', d'où R = o, et 0 = cos' A, cos' s + sin A cos (21 i s) quelle est l'une des formes de la polarisation chromatique. A la distance particulière pour laquelle <a='o, on arrive encore à une expression analogue, comme nous l'avons vu plus haut, savoir 0 = cos' (<a+R) cos' < -)sin (<a-R) cos' (21 i s), + R étant l'expression de la différence de marche à la périphérie. Or l'expression de l'intensité lumineuse à laquelle Airy arrive, savoir (A étant compris entre 't et 0 pour le quartz dans ses formules) mais elle est impuissante à donner aucune expression quand le cristal perd son pouvoir rotatoire, ce qui est indépendant de la valeur de t, c'est-à-dire de la distance à laquelle on se place de l'axe; puisque nous pouvons écrire que le cristal perd son pouvoir rotatoire R = o, suivant l'axe k' = 1, et trouver la formule correspondante de l'intensité lumineuse: 0=cos'<> et en dessous et au-delà de la distance à l'axe correspondant à k' = o. Expérimentalement, si l'on est en présence d'un cristal biréfringent comme le spath d'Islande, pouvant, d'après M. Chauvin (Comptes rendus de l'Académie des sciences, 27 mai 1889), acquérir une double réfraction elliptique analogue à celle du quartz dans un champ magnétique, on fera disparaître le pouvoir rotatoire en supprimant le champ magnétique, et la biréfringence seule sera conservée. Or si l'on s'est placé sous une inclinaison telle que A'= ') les formules d'Airy devraient conduire aux formules de la polarisation chromatique, ce qui n'a pas lieu. En
rotatoire, ce qui est indépendant de la valeur de t, c'est-à-dire de la distance à laquelle on se place de l'axe; puisque nous pouvons écrire que le cristal perd son pouvoir rotatoire R = o, suivant l'axe k' = 1, et trouver la formule correspondante de l'intensité lumineuse: 0=cos'<> et en dessous et au-delà de la distance à l'axe correspondant à k' = o. Expérimentalement, si l'on est en présence d'un cristal biréfringent comme le spath d'Islande, pouvant, d'après M. Chauvin (Comptes rendus de l'Académie des sciences, 27 mai 1889), acquérir une double réfraction elliptique analogue à celle du quartz dans un champ magnétique, on fera disparaître le pouvoir rotatoire en supprimant le champ magnétique, et la biréfringence seule sera conservée. Or si l'on s'est placé sous une inclinaison telle que A'= ') les formules d'Airy devraient conduire aux formules de la polarisation chromatique, ce qui n'a pas lieu. En effet, dans la différence de marche, on supprime le terme en si le cristal perd le pouvoir rotatoire. C'est la seule chose que l'on puisse faire avec la théorie d'Airy, et la formule reste la même. L'existence de cristaux biréfringents pouvant acquérir la double réfraction elliptique dans un champ magnétique met donc une fois de plus en défaut la théorie d'Airy, qui ne peut permettre de retomber, pour une inclinaison quelconque, sur les formules de la polarisation chromatique, quand on supprime le champ magnétique. VI SECTION PRINCIPALE DE L'ANALYSEUR PARALLÈLE OU PERPENDICULAIRE AU PLAN PRIMITIF DE POLARISATION. Si l'on suppose, comme les auteurs, k' très petit, c'est-à-dire si l'on considère les phénomènes à une certaine distance de l'axe, qui n'est pas très grande, on a, comme nous l'avons vu Cette dernière expression s'annule, quelle que soit la longueur d'onde pour i = o et i = 90°. Donc, à une certaine distance du centre, puisqu'on a supprimé k' très petit, on aura une croix obscure dont les branches seront, l'une parallèle, l'autre perpendiculaire au plan primitif de polarisation. Pour obtenir les lignes isochromatiques, il suffit d'écrire que dans la lumière monochromatique E = const. = o le long d'une de
met donc une fois de plus en défaut la théorie d'Airy, qui ne peut permettre de retomber, pour une inclinaison quelconque, sur les formules de la polarisation chromatique, quand on supprime le champ magnétique. VI SECTION PRINCIPALE DE L'ANALYSEUR PARALLÈLE OU PERPENDICULAIRE AU PLAN PRIMITIF DE POLARISATION. Si l'on suppose, comme les auteurs, k' très petit, c'est-à-dire si l'on considère les phénomènes à une certaine distance de l'axe, qui n'est pas très grande, on a, comme nous l'avons vu Cette dernière expression s'annule, quelle que soit la longueur d'onde pour i = o et i = 90°. Donc, à une certaine distance du centre, puisqu'on a supprimé k' très petit, on aura une croix obscure dont les branches seront, l'une parallèle, l'autre perpendiculaire au plan primitif de polarisation. Pour obtenir les lignes isochromatiques, il suffit d'écrire que dans la lumière monochromatique E = const. = o le long d'une de ces lignes obscures, d'où t=cos3(R+A;.) Par suite R + <a== const. Donc, le long d'une de ces lignes, H + A. étant constant, tous les points qui satisfont à cette condition sont à égale distance de l'axe; on a donc des lignes isochromatiques circulaires. Pour passer d'une ligne isochromatique à une autre dans un azimuth i, il suffit de supposer i = const., de différentier E par rapport à R et d'égaler à 0 la dérivée, ce qui donnera &lt;f>E La dérivée seconde étant égale à cos 2 (R + A,,) suivant que cette expression (R+A. soir pour les valeurs précédentes de R -)Ac, on aura un maximum et un minimum. Or il est facile de voir que la première solution rend négatif cos 2 (R -)t,), alors que la seconde le rend positif. Si l'on se rappelle que le cristal étant dextrogyre: On voit donc que dans nos formules finales s'introduit une différence de marche analogue à celle que l'on rencontre dans les formules d'Airy, entre un rayon elliptique ordinaire et un rayon elliptique extraordinaire. Ordinaire gauche et extraordinaire droit, si le cristal est dextrogyre; ordinaire droit et extraordinaire gauche, si le cristal est lévogyre. Cette différence de marche
une autre dans un azimuth i, il suffit de supposer i = const., de différentier E par rapport à R et d'égaler à 0 la dérivée, ce qui donnera &lt;f>E La dérivée seconde étant égale à cos 2 (R + A,,) suivant que cette expression (R+A. soir pour les valeurs précédentes de R -)Ac, on aura un maximum et un minimum. Or il est facile de voir que la première solution rend négatif cos 2 (R -)t,), alors que la seconde le rend positif. Si l'on se rappelle que le cristal étant dextrogyre: On voit donc que dans nos formules finales s'introduit une différence de marche analogue à celle que l'on rencontre dans les formules d'Airy, entre un rayon elliptique ordinaire et un rayon elliptique extraordinaire. Ordinaire gauche et extraordinaire droit, si le cristal est dextrogyre; ordinaire droit et extraordinaire gauche, si le cristal est lévogyre. Cette différence de marche dans l'un et l'autre cas s'identifie entièrement avec celle que l'on a sous l'incidence normale pour laquelle D' = D, G' = G. D'un autre côté, on doit admettre que deux rayons elliptiques ordinaire et extraordinaire de même sens rotatoire ont des vitesses de propagation de même ordre de grandeur que celles des mêmes rayons polarisés rectilignement. Dans le quartz en particulier, n, > n, d'où b > a, b étant la vitesse du rayon ordinaire polarisé rectilignement, et a celle du rayon extraordinaire. Les vitesses des rayons ordinaires polarisés elliptiquement seront donc plus grandes que celles des rayons extraordinaires de même sens rotatoire polarisés elliptiquement. Et comme y, S, S', sont inversement proportionnels à ces vitesses, les lettres accentuées désignant les rayons extraordinaires, on aura s'>>> s', y'>>. Supposons maintenant que le métal soit dextrogyre, on a si le cristal est lévogyre. Les différences de marche que nous trouvons dans l'un et l'autre cas satisfont donc bien aux conditions fondamentales que l'on connaît sous l'incidence normale. Airy, dans sa théorie, a comme différence de marche dans le cas d'un cristal dextrogyre celle de son rayon extraordinaire gauche et de son rayon ordinaire droit. Il n'a pas démontré, et cette