puis la première, où elle est nulle, jusqu’à la dernière, où elle atteint son maximum. Ainsi, puisque les molécules qui composent la lumière directe sont polarisées suivant une infinité d’azimuts différents, elles se trouveront soumises à des forces répulsives qui différeront aussi en intensité ; par conséquent leurs trajectoires à l’entrée du cristal devront éprouver des inflexions diverses. Pour qu’elles ne fussent pas sensiblement affectées par les différences d’intensité que la diversité des plans de polarisation des rayons incidents doit apporter dans l’intensité de l’action répulsive de l’axe, il faudrait que cette action, ainsi que la force réfringente du milieu, se fissent sentir à des profondeurs beaucoup plus considérables que celle jusqu’à laquelle les molécules lumineuses conservent à peu près le même plan de polarisation. Or, c’est précisément le contraire qui est le plus vraisemblable ; car l’épaisseur de cristal nécessaire pour changer le plan de polarisation est trop sensible, surtout dans certains cas, pour qu’on puisse admettre que la partie courbe de la trajectoire de la molécule lumineuse s’étende aussi loin ; cette courbe, et partant la direction définitive du rayon réfracté, devront donc varier en raison de l’azimut du plan de polarisation du rayon incident. Ainsi, en suivant cette hypothèse dans ses conséquences, on trouverait que la lumière, au lieu de se diviser simplement en deux faisceaux, devrait se partager en une foule de rayons distribués suivant toutes les inclinaisons comprises entre les directions extrêmes du faisceau ordinaire et du faisceau extraordinaire.
La théorie que nous combattons ici, et contre laquelle on pourrait faire encore beaucoup d’autres objections, n’a conduit à aucune découverte. Les savants calculs de M. de La-
