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DES MOLECULES LUMINEUSES. J}oi 
d’un angle x , sa force de torsion est constamment proportion 
nelle à l’angle i — x ; c’est ainsi qu’il continue ses oscilla 
tions. Aussi, en faisant x = i—~ X, ce qui revient à compter 
les arcs X à partir du milieu de chaque oscillation, on retrouve 
pour X la même valeur que nous avons obtenue pour la tor 
sion des fils , à la fin du premier volume. 
Lorsque nous étudierons les phénomènes de polarisation 
produits par des plaques d’un même cristal taillées en divers 
sens relativement à l’axe , on verra, par toutes les expériences, 
qu’à incidence égale , les temps des oscillations des molécules 
lumineuses de réfrangibilité égale sont réciproquement propor 
tionnels au carré du sinus de l’angle U, formé par l’axe du 
cristal avec le rayon réfracté. Or, puisque nous avons 
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les temps sont aussi réciproques aux racines carrées de la force 
polarisante ; conséquemment, cette force elle-même , ici repré 
sentée par a, est proportionnelle à sin4 U. 
Parmi les phénomènes généraux renfermés dans ce chapitre , 
un des plus remarquables, sans doute , c’est que les molécules 
qui sortent des lames minces se comportent, dans les corps qui 
produisent la polarisation fixe, comme si elles avaient achevé 
leur dernière oscillation , quoique les phénomènes de leur 
transmission à travers d’autres lames minces prouvent, comme 
je l’ai annoncé, et comme on le verra tout-à-l’heure, que cette 
oscillation ne s’achève pas. Les phénomènes de la polarisation 
fixe nous ont déjà offert quelque chose d’analogue ; car, lors 
qu’un rayon lumineux a reçu ce genre de polarisation par la 
réflexion sur une glace polie, il contient toujours des particules 
tellement modifiées , que, si on les transmet à travers un rhom 
boïde de spath d’Islande, elles s’y réfractent et s’y polarisent 
ordinairement, quoique leur direction primitive de polarisa 
tion soit bien loin de coïncider avec la section principale du 
rhomboïde. 
Tomk IV. ‘ 26