PAU LES CORPS TRANSLUCIDES, 
qui revient sensiblement à 
p» / i , . dF dFdF _ r 
1' (a, b. ..., I, m, n) 4- -7- SA 4- — oB 4-.. .4- -77 SL 4- 
da do dl 
61 3 
^SM + ÎÏSN 
dm da 
le premier terme, F (a, b, ..., I, m, n), représente à lui seul la partie réelle de 
lequation, et, les termes linéaires en 6(A, B, ..., I, m, n), la partie imaginaire. 
Donc on aura, séparément : i° d’abord, F (a, b, /, m, n) = o, c’est-à-dire, 
après substitution à l, m, n de , cos (i 3 ? T ) ( où seront donnés les angles a, ¡3, y 
de la normale aux ondes avec les axes), la même équation (22), aux vitesses de 
propagation w des ondes, que dans le milieu transparent primitif; et 2 0 
(23) 
c/F 
da 
SA 
dF dF dF. M 
—r— 0 B -4-... + —yy 0 L — 8 M 
db dl dm 
dF 
dn 
SN = o. 
ou bien, vu les valeurs indiquées de 8(A, B, ..., L, M, N) et en résolvant fina 
lement par rapport à /, 
(24) 
/= 
dF 
dl ' 
dF , d F ,..., 
-T— a?a 4- jr b b +• • • 
da db 
- — — ~ . 
cos B 4—T- cosy 
dn * 
dm 
Telle sera donc la formule du coefficient d’absorption f. 
dV 
On sait (p. 476) que les dérivées partielles 
, , s du premier membre 
d ( /, m, n ) 
de (22) sont proportionnelles aux cosinus directeurs du rayon, suivant lequel 
se transmet le mouvement vibratoire dans les ondes planes ayant pour équation 
Ix 4- my 4- nz = Z 0 . Par suite, le dénominateur de l’expression (24) de y est le 
produit du radical 
haut VJ (p. 601), que fait la normale aux plans d’égale amplitude avec le rayon 
correspondant aux ondes considérées. Ainsi, pour un mode donné de polarisa 
tion des vibrations, dans des ondes de direction connue et de propagation 
uniforme, c’est inversement à ce cosinus (plutôt qu’inversement à cosV"), ou 
inversement au sinus de l’inclinaison du rayon sur la face d’entrée de la 
lumière dans le corps, que se fera l’absorption. 
Nous l’avions déjà constaté (p. 601) dans les corps pourvus de trois plans de 
symétrie rectangulaires. 
IX. Formation directe de son équation caractéristique. — L’équation dif 
férentielle (23) pourra d’ailleurs se former sur les équations mêmes du mouve 
ment, par la méthode exposée aux pages 474 et 475, c’est-à-dire sans recourir à 
l’équation finie F = o. 
En effet, continuons à appeler L’, M’, N' les coefficients de e*(f—My—Nz)/^T 
dans les expressions symboliques de %, -q, Ç. 
La substitution de celles-ci dans les équations de mouvement donnera les rela 
tions (y) de la page 4?4> sauf l’accentuation actuelle de L, M, N dans ces équa 
tions. Mais, à raison des petites parties imaginaires 
intenant adjointes aux parties réelles a, b, .