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par conséquent il ne se fera point de réflexion intérieure , et la 
molécule lumineuse , passant au-delà de la limite des forces 
attractives du second milieu, y poursuivra sa route en ligne 
droite. Mais si , au contraire , le premier milieu agit plus for 
tement sur la lumière que le second , alors 2 u' z «— 2 u 11 étant 
une quantité négative, il y aura certaines incidences pour les 
quelles elle surpassera Y 2 cos 2 ê ; et quand cela arrivera, la vitesse 
perpendiculaire aux couches devenant imaginaire, on voit que 
la molécule lumineuse n’atteindra pas la limite des forces attrac 
tives du second milieu , mais se réfléchira avant d’y parvenir, et 
reviendra dans le premier , en faisant l’angle de réflexion égal à 
l’angle d’incidence. Le cas extrême de cette réflexion aura lieu 
quand elle s’opérera sur la limite même des forces attractives du 
second milieu , ce qui exigera que la vitesse perpendiculaire 
aux couches y soit nulle, et qu’on ait 
Y 2 cos 2 6 -j~ 2 u' 2 — 2 u & — o , 
2 . (« a U 2 ) 
d ou 1 on tire cos 2 ê ~ t —- ; 
ya ’ 
, n J ‘ — n n 
par conséquent cos 2 ê — , et sin ê z= —. 
h 2 n 
Cette seconde limite de 6 répond à des incidences plus petites 
que la première, puisque cos 2 6 y est plus grand. 
Hous reviendrons tout-à-l’heure sur ces résultats, et sur les 
moyens de les réaliser par l’expérience. Pour le moment, consi 
dérons ce qui arrive quand la molécule lumineuse poursuit sa 
marche dans le second milieu , soit que u 2 surpasse « 2 , soit 
que, u'" —- u 2 étant négative, le double de sa valeur se trouve 
surpassée par Y 2 cos 2 ê. Dans ce cas, les attractions des deux 
milieux étant devenues insensibles, les vitesses composantes 
resteront toujours telles que nous venons de les obtenir. Ainsi, 
en nommant æ y les coordonnées de la molécule lumineuse, 
parallèlement et perpendiculairement à la surface commune, on 
aura , après un temps quelconque t, 
X t V sin 6 y = t COS 2 0 -f- 2 t/ 2 — 2 U 2 . 
De plus, si l’on désigne par (f l’angle formé dans le second milieu