absolues des molécules éthérées le sont aussi ; si donc, en chaque point de la direction commune des deux rayons, on veut avoir la résultante des deux vitesses qu’ils impriment à la molécule éthérée, il faudra faire la somme des carrés des deux vitesses ; ce sera le carré de la résultante : le même calcul s’appliquera à tous les points des deux systèmes d’ondes, quelle que soit d’ailleurs leur différence de marche ; ainsi la somme des carrés des vitesses absolues imprimées aux molécules éthérées par la réunion des deux systèmes d’ondes, sera toujours égale à la somme des carrés des vitesses absolues apportées par l’un et l’autre rayon lumineux, ou, en d’autres termes, l’intensité de la lumière totale sera toujours égale à la somme des intensités des deux rayons interférents, quelle que soit leur différence de marche. Les variations de cette différence ne pourront donc pas produire les alternatives d’éclat et d’obscurité qu’on remarque dans la lumière ordinaire ou dans les rayons polarisés suivant des directions parallèles. On voit avec quelle facilité notre hypothèse explique la première loi de l’interférence des rayons polarisés ; et cela devait être, puisque c’est de cette loi même que nous l’avons déduite.
Nous pouvons la regarder comme suffisamment établie par la démonstration que nous venons d’en donner ; mais il ne sera pas inutile de montrer que la même hypothèse s’accorde tout aussi bien avec les autres lois de l’interférence des rayons polarisés, qui en deviennent des conséquences immédiates. Ces développements théoriques sur les propriétés de la lumière polarisée ne paraîtront pas déplacés dans un Essai sur la double réfraction, et trouveront d’ailleurs leur application dans les Mémoires que nous nous proposons de publier ensuite touchant la coloration des lames cristallisées.
