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Le pouvoir absorbant de la lame, d’autre part, tient à ce que, comme nous l’avons déjà vu, le champ électrique présent dans une onde incidente agite les électrons libres dans le métal, y produit des courants, et l’accroissement de violence des chocs qui en résulte échauffe le métal aux dépens de l’énergie incidente. Le pouvoir absorbant est déterminé par la conductibilité du métal, calculable aussi à partir du nombre des électrons libres, de leur vitesse moyenne d’agitation, et de leur libre parcours.

Les éléments variables avec la nature du métal disparaissent, comme le veut la Thermodynamique, quand on fait le quotient du pouvoir émissif par le pouvoir absorbant pour une même longueur d’onde $\lambda ,$ et l’on en déduit, pour la densité en volume de l’énergie rayonnante comprise entre deux longueurs d’onde $\lambda$ et $\lambda +d\lambda ,$ à l’intérieur d’une enceinte en équilibre thermique à la température $\mathrm {T}$

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$\mathrm {\frac {8\pi RT}{N\lambda ^{4}}} d\lambda ,$

$\mathrm {R}$ étant la constante des gaz parfaits pour une molécule-gramme et $\mathrm {N}$ le nombre d’Avogadro. La loi ainsi obtenue, connue sous le nom de loi de Rayleigh-Jeans, est bien conforme aux faits pour les grandes longueurs d’onde ; elle représente bien le rayonnement thermique dans l’infra-rouge. La comparaison de la formule avec l’expérience permet par conséquent une détermination du nombre $\mathrm {N}$ et par suite de la charge de l’électron $e.$

Il est remarquable que les mesures d’intensités