Propagation d'une onde plane dans un milieu cristallin. Lorsque nous avons établi, au moyen de données fournies par les expériences électromagnétiques ordinaires, les phénomènes électriques qui résulteraient de perturbations périodiques se produisant par millions de millions en l'espace d'une seconde, nous avons soumis notre théorie à une épreuve qui est sévère, même si nous supposons que le milieu soit l'air ou le vide. Mais, si nous essayons d'étendre notre théorie au cas des milieux denses, nous nous trouvons aux prises, non seulement avec les difficultés habituelles des théories motrices, mais encore avec la question, bien autrement obscure, de la rotation qui existe entre les molécules et le milieu électromagnétique. Pour échapper à ces difficultés, nous admettrons que, dans certains milieux, le pouvoir inducteur spécifique électrostatique n'est pas le même dans toutes les directions; en d'autres termes, nous supposerons que le déplacement électrique, au lieu d'être dirigé dans le même sens que la force électromotrice et de lui être proportionnel, lui soit opposé par un système d'équations linéaires semblables à celles du § 297. On peut montrer, comme au § 296, que le système des coefficients doit être symétrique, en sorte que, pour un choix d'axes convenable, les équations deviennent 
~4~ "=~0 où K), K,, Ka sont les pouvoirs inducteurs principaux du milieu. Les équations de la propagation des perturbations seront donc de la forme 
dF dF dG dH /dF dv
< tdH < tdG < tdv
~–~ –L-K
a dH dF (dG dIV) < tdH' (2) < dH < dH < dF < dG /dm dv
td< td * td (~/
