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même temps, Szevesy vienl de montrer, dans le cas du nitrobenzène, que- la variation 

 de la constante de Kerr avec la température était en bon accord numérique avec celle 

 que prévoit la théorie. 



11 semble donc particulièrement intéressant d^étendre la théorie de l'orientation au 

 cas de molécules opti([uement actives, car le pouvoir rotatoire se trouverait alors 

 dépendre de paramètres liés à chaque espèce de molécules et fonctions de leur dissy- 

 métrie propre. On entrevoit ainsi la possibilité de rapprocher ces paramétres ihéo- 

 ri((ue5 des indications données par la structure chimique, ce que ne permettent pas 

 les théories classiques (Mac Cullagh, Drude), où les termes rotationnels sont directe- 

 ment introduits dans les équations de propagation. 



Nous supposerons que, pour les phénomènes autres que la polarisation rotatoire, 

 par exemple la biréfringence, chaque molécule possède en général la symétrie d'un 

 ellipsoïde à trois aves inégaux et nous prendrons ceux-ci comme axes de coordonnées 

 inoh'calaires OX'^'Z' (nous désignerons par des lettres accentuées œ',y', z' les coor- 

 données d'un point par rapport à ces axes, invariablement liés à chaque molécule). 



Considérons un électron (lié à un atome) de coordonnées initiales ^q, y'^, ^'„ : sous 

 raclion de l'onde lumineuse, il subit un déplacement variable de composantes ?//, v', n'. 



Les forces agissant sur cet électron dépendent de la nature du champ lumineux 

 intérieur au corps h' et de la structure de l'atome. Nous n'essaierons pas de justifier 

 ici, bien que cela ne paraisse pas impossible, la forme donnée à l'expression de ces 

 forces. Nous poserons, comme dans les théories classiques, qu'il existe dans les molé- 

 cules actives, des forces rolalionnelles proportionnelles au curi du champ éleclri(|ue, 

 mais nous supposerons que ces forces peuvent varier avec la direction de propagation 

 de l'onde, définie par les angles de sa normale avec les axes moléculaires OX', OV, OZ'. 



Celte généralisation est nécessaire car, dans le cas des lluides (et peut-être même 

 dans le cas des solides), le pou\oir rotatoire expérimental ordinaire n'est qu'une valeur 

 moyenne résultant de la superposition des efTets d'un très grand nombre de molécules 

 dont chacune possède une orientation instantanée diflérenle, celle-ci variant d'ailleurs 

 très rapidement par suite de l'agitation thermique. 



Kien ne permet donc d'admettre a priori V isolropie du pouvoii- rotatoire. 



Les équations du mouvement d^un électron sont alois, par rapport aux 

 axes moléculaires Ox'y' z' , 



(,) m^(«'r',r') + (/,/,/3)J^^(./'(/,v') + (c,c,C3)(//'r'«'') 



^,,^;,,^3Sont les coefficients d^activité optique qui peuvent différer non seu- 

 lement en grandeur, mais encore en signe pour chacun des trois axes. 



(Considérons une onde plane rectilignement polarisée, se propageant dans une direc- 

 tion O-, et soient O.^', Oy deux axes rectangulaires quelconques, situés dans le plan 



