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l'intensit qui lui est propre, et si de plus l'angle t se rduit l'angle de 

 rflexion totale , la marche des ondulations dans chacun d'eux sera la mme 

 avant et aprs la rflexion. Mais, si r devient suprieur l'angle de r- 

 flexion totale, alors dans chacun des rayons composants, la rflexion d- 

 placera toutes les ondulations et transportera chacune d'elles en avant 

 une certaine distance qui atteindra sa limite suprieure, et deviendra 



quivalente une demi-paisseur d'onde ou ^-, quand on aura sinr= i, 



c'est--dire quand le rayon incident formera un angle infiniment petit 

 avec la surface de sparation des deux milieux. Si sin t demeure compris 



entre les limites \ et i , la distance dont il s'agit ne sera plus gnralement 

 la mme dans les deux rayons composants. Alors, en dsignant cette dis- 

 tance par pour le rayon polaris perpendiculairement au plan d'in- 

 cidence et par ^ pour le rayon polaris paralllement ce plan , on 

 trouvera 



(4; 



et par suite 

 (6) 



puis, en dsignant par nar l'angle de polarisation totale d'un rayon qui su- 

 birait une rflexion partielle , et posant en consquence 



(7) tangw = g-, 

 on tirera de l'quation (6) 



H y ft -f- t 



(8) sin- = COS 2sr sin , 



1 ' 2 2 



et des formules (4) , (5) jointes aux quations (2) et ^3) 



sm^- cos- cos sin- tan S~ 



22 22 2 



(9) cost = ,sin'r= , tang'r= ~~ 



sin- sin- tang - 



22 2 



Il rsulte de la formule (8) que la diffrence de marche des deux rayons 

 composants , ou la quantit 



(10) (L ^ JL > 



