Considérations sur la diffusion intérieure et l'absorption vraie de la lumière

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Considérations sur la diffusion intérieure et l’absorption vraie de la lumière

Tcheslas Bialobjeski

To cite this version:

Tcheslas Bialobjeski. Considérations sur la diffusion intérieure et l’absorption vraie de la lumière. J.

Phys. Radium, 1924, 5 (9), pp.269-279. �10.1051/jphysrad:0192400509026900�. �jpa-00205159�

CONSIDÉRATIONS SUR LA DIFFUSION INTÉRIEURE

ET L’ABSORPTION VRAIE DE LA LUMIÈRE (1)

Par M. TCHESLAS BIALOBJESKI Professeur à l’Université de Varsovie.

Sommaire. 2014 L’onde lumineuse se propageant ^{dans un} milieu matériel subit une diffu- sion qui dépend ^de l’hétérogénéité du milieu. Cette hétérogénéité peut ^{être soit} structurale, soit due au mouvement calorifique produisant des fluctuations de densité.

Nous proposons de distinguer ^une diffusion « intérieure » et une diffusion « extérieure ».

C’est cette dernière qui ^a été étudiée jusqu’ici.

La diffusion intérieure doit être particulièrement grande ^au voisinage ^{de la} longueur

d’onde qui correspond à la résonance.

Les ondes diffusées intérieurement produisent ^une pression de Maxwell sur les molécules du corps transmettant ^la lumière.

Nous pensons que par l’intermédiaire de cette pression s’accomplit l’absorption ^{vraie de}

la lumière, c’est-à-dire la transformation de l’énergie rayonnante ^{en chaleur.}

Nous établissons un théorème, ^{dit le} principe des travaux fluctuants, d’après lequel ^le travail des pressions des ondes diffusées a toujours ^{une valeur} positive. ^{On en déduit} l’expression (11) pour l’énergie de radiation transformée en chaleur.

Les conditions de l’absorption ^{se trouvent} modifiées s’il y ^a des centres chargés ^libres dans la matière, ^sur lesquels ^l’onde électromagnétique exerce une action directe.

On peut analyser le mécanisme de l’absorption ^{vraie en se} plaçant ^au point ^{de vue de la}

théorie des quanta.

Pendant chaque transformation élémentaire prévue par la théorie, la molécule acquiert

une quantité ^de mouvement, autrement dit, éprouve ^une pression. L’application ^du prin- cipe des travaux fluctuants conduit à l’expression (13) pour l’énergie rayonnante

absorbée.

1. Préliminaires. - L’absorption vraie, ^dont l’explication constitue le but principal

de cette étude, ^est la transformation de l’énergie de radiation en chaleur, c’est-à-dire en

énergie cinétique du mouvement moléculaire désordonné. Le mécanisme de ce phénomène,

malgré ^son importance évidente dans l’économie de la nature, ^n’est pas jusqu’ici ^élucidé

d’une façon satisfaisante. Nous n’avons en effet qu’une seule théorie de H. A. Lorentz qui

tend à pénétrer ^{la cause de} l’absorption vraie de la lumière (1). Elle la voit dans le boule- versement violent qui accompagne les chocs entre les molécules ^en agitation thermique. ^La

vibration régulière d’une molécule excitée par ^une onde lumineuse incidente est transformée

pendant ^{les chocs en mouvement} calorifique irrégulier.

Le développement mathématique de cette idée n’a pas conduit à des résultats conformes

aux données expérimentales, ^et l’illustre savant conclut son exposé de la théorie par les paroles suivantes : ^« Nous ne prouvons pas prétendre d’avoir éclairci d’une manière satisfai- sante le phénomène d’absorption. ^{Sa cause véritable reste encore à trouver o.}

Ajoutons que la théorie de Lorentz n’explique pas comment le mouvement vibratoire

régulier, excité à l’intérieur d’une molécule, ^se transforme au moment du choc en mouve-

ment de translation de cette molécule.

Cet état de choses justifie ^une tentative de découvrir le mécanisme en question,

en prenant ^comme point ^de départ ^{les travaux} modernes concernant le mode de propaga- tion des ondes électromagnétiques dans la matière. C’est ce qui ^{va être} l’objet des considé- rations qui ^suivent.

J’ajoute qu’en parlant ^{de la lumière, nous} prenons ^ce mot dans un sens élargi ^embras-

sant toutes les ondes électromagnétiques courtes contenues dans les régions infra-rouge,

visible et ultra-violette du spectre, ^à l’exclusion des rayons X.

(i) Un mémoire plus complet ^{sur ce} sujet paraîtra prochainement ^aux Annales de Physique. ^{Les commu-}

nications préliminaires ^{ont été} publiées ^dans le Bulletin de l’Acadérnie Polonaise des Sciences et des Lettres, classe ders Sc. mathém. et nat., (1923), p. 5 ï et (192~),,p. ^21.

(2) Theory of electrons, p. 140, (2e éd.).

’

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:0192400509026900

2. Le mécanisme de la propagation ^{des ondes} électrornagnétiques. -Exami-

nons donc du point ^{de vue} moderne, strictement atomistique, ^la propagation ^{des radiations}

à travers la matière. Comme dans la théorie classique ^{de la} dispersion, on’ildmet que les molécules des corps possèdent ^les propriétés des résonateurs électromagnétiques. Lorsqu’une

onde lumineuse pénètre ^{dans la} matière, elle imprime ^aux résonateurs moléculaires des vibrations d’une période égale ^à la sienne. Chacun des résonateurs mis en mouvement oscillatoire devient la source d’une onde élémentaire. A chaque point du corps considéré

ou de l’espace environnant, ^on formera, ^en s’appuyant ^{sur le} principe d’interférence, ^la

somme géométrique ^{de tous les} champs électromagnétiques élémentaires émis par tous les résonateurs du corps : ^on y doit ajouter ^le champ de l’onde incidente. Or il est démontré que ^ce champ intégral peut ^être décomposé ^en qua tre parties, à savoir : une onde réfléchie,

une onde réfractée, des ondes diffractées et des ondes diffusées. Ce sont ces dernières ondes

.qui jouent ^{le rôle} principal ^dans

notre théorie

Le développement ^de ces vues sur le mécanisme en question ^{est dû aux travaux} d’Ewald, Esmarch, Natanson, Oseen, Lundblad et d’autres (’ ^à ~). ^Pour préciser ^{les notions,}

il sera utile d’écrire quelques ^formules correspondantes. Un résonateur moléculaire excité par ^une radiation électromagnétique ^{émet une} onde élémentaire dont le vecteur électrique

est donné, ^{en un} poiot ^{A au} moment t, par la formule de Hertz :

où r est la distance qui sépare le résonateur et le point ^{A ;} 1), le moment électrique ^{du réso-}

nateur au temps t - - _(c étant la vitesse de lumière dans le vide) ; le vecteur rot]) ^a pour

e ,

composantes, ^{sur les axes de} coordonnées cartésiennes : -.

La valeur r du vecteur électrique ^{due au} total des résonateurs et au champ électrique ^{E’ de}

l’onde incidente s’exprimera par

Supposons que le corps considéré, transmettant des ondes lumineuses, est à l’état gazeux. Par suite de l’agitation thermique ^des molécules, ^la somme, dans l’expression (2),

varie d’une façon irrégulière.

’

Pour en dégager ^{des ondes} régulières, il suffit d’introduire des valseurs moyennes : le nombre moyen des résonateurs moléculaires rapporté à l’unité de volume et la valeur moyenne du vecteur 1) ^{autour du} point ^{A~ Alors la formule} (2) donnera, ^{en un} point intérieur,

l’onde réfractée; ^{en un} point extérieur, l’onde réfléchie et les ondes diffractées : les ondes diffusées disparaîtront. ^{Pour les obtenir, il faut} prendre ^en considération des fluctuations de densité accompagnant le mouvement ’moléculaire.

On doit en conclure qu’un corps ayant ^{une structure} moléculaire parfaitement régu-

lière ne manifeste aucune diffusion des ondes lumineuses _ou, en général, ^{des ondes} longues

par rapport ^{aux distances} moléculaires.

(1) EwALD, 1)isscricctioci, BIïmchen, 1912 Annalen ^der Physik; ^{t. 49 (1916), p. 4 t i.}

(2) Aiînîden der Physik, ^{t. 42} (iI3), p. f257.

(3) Bulletin internationccl de 1’.1cadémte de A (1914), p. ¹ et 335 ; (1916), p. 221. Philo-

j?ï ^{t. 38} (1919), p. 29.

sophical

(4) Annalen der Physik, ^{t. 48} (1915), p. 15.

(5) LD-’UBL.tD, Liitersuchungp-n ^{über die} Optik ^der dispergierendeJ’ illedien, Uppsala, ^1920.

3. Diffusion ^« extérieure ^» et diffusion ^« intérieure ^» de la lumière. - d’aller plus loin, ^{il faut} approfondir la notion de la diffusion des radiations électromagné- tiques. On étudiait jusqu’à présent expérimentalement ^et théoriquement la lumière diffusées à l’extérieur des corps transmettant des ondes lumineuses. Or, la diffusion ^« extérieure ^o constitue nécessairement une manifestation de la diffusion « intérieure ».

Prenons un volume déterminé d’un gaz. En raison du défaut d’homogénéité produit par le mouvement moléculaire, ^la résultante, ^{en un} point extérieur, ^des champs électromagné- tiques élémentaires émis par les résonateurs ^contenus dans notre volume, est différente de

zéro, ce qui ^fait apparaître la lumière diffusée extérieure.

En ^un point intérieur, ^le champ électromagnétique ^résultant peut ^être décomposé ^en

deux parties : l’une ci’elles représente ^le champ ^{de l’onde} réfractée, ^dont les vecteurs électro-

magnétiques ^{ont une} direction déterminée. L’autre partie ^du champ résultant, ^{contenue dans}

la forme générale (2), ^{où l’on ne} fait pas abstraction des fluctuations de densité, change ^avec

le temps ^d’une façon irrégulière ; ^c’est elle que ^nous appelons l’onde diffusée « intérieure ».

4. Expression ^de Lundblad pour le champ excitateur. - Un calcul, qui ^se rap-

porte ^{à -la diffusion} intérieure de la lumière, ^a été fait incidemment par R. Lundblad, ^dans

un mémoire paru ^en 1918 (’). Son but était de parvenir ^{à une} théorie exacte de la diffu- sion extérieure.

Voici comment procède -Lundblad ^{sur le} point qui ^{nous intéresse.}

En appelant No le nombre moyen des résonateurs par l’unité de volume ; p, leur moment moyen à l’instant t, nous aurons la valeur moyenne P dT de la polarisation ^élec- trique ^{dans un} élement de volume d’t, égale ^{à dr. Nous} remplacerons ^de plus, ^{dans la}

formule (2), ^la sommation par l’intégration. Supposons qu’au point ^{A se trouve un résona-}

teur moléculaire du corps traversé par l’onde lumineuse; la force excitatrice Z qui ^{le met en}

vibration aura la forme (2) : ^{on doit} cependant ^en retrancher le terme de la somme qui ^corres- pond ^au résonateur examiné, ^{celui-ci ne} pouvant pas agir ^sur lui-même. On a donc la valseur moyenne de cette force

où l’intégrale doit être étendue au volume du corps, à l’exception d’un volume très petit

T (6) autour du résonateur considéré : -. on lui attribue le plus ^{souvent une forme} sphérique.

Appliquons ^nos formules à un volume découpé ^{dans un} milieu gazeux, ^en forme de cube. Le nombre réel iV des résonateurs par unité de volume étant assujetti ^{aux fluctua-} tions, Lundblad le développe ^en série de Fourier à l’exemple d’Einstein (2) :

où L désigne l’arête du cube; coefficient, fonction du temps, ^et régi par les lois de

hasarcl; 1, m, 7~ les nombres entiers prenant toutes les valeurs comprises ^{entre et} + ao ; x, y, z ^sont les coordonnées de l’élément de volume dr. Les valeurs moyennes de

Or, ^{nous tiendrons} compte des fluctuations en multipliant ^{la fonction sous le} signe d’intégration, dans la formule (3), ^{par le} rapport

N donné

No (1) ^t. 57 (1918), p ^{5X 1.}

(2) ^Annalen Physik, ^{t. 33} (1910), p. 1.2’1:5.

encore que l’onde réfractée régulière ^se propage dans la direction des .r ; ^on posera par

conséquent (en appelant nQ l’indice moyen de réfraction).

où )est la fréquence ^{de l’onde} (nombre de vibrations en 2 x secoiides) ^..

Un calcul assez compliqué, ^{au cours} duquel ^{Lundblaci se sert du «} principe ^d’extinc-

tion » établi par Oseen, conduit à la formule suivante pour le champ électrique excitateur :

où

On _{voit que} ^ce champ ^{est la somme} géométrique ^{de trois} composantes Z’, Z" et Z"’. La

première, ^{Z’, n’est} autre chose que le champ excitateur de l’onde réfractée conforme à la théorie classique ^de dispersion.

Les composantes Z’’ et Z"’ représentent ^le champ fluctuant des ondes diffusées. Consi- dérons d’abord la composante Z"; ^{dans son} expression, ^{R est un vecteur dont} les compo- santes sont les coordonnées x, y, z du résonateur considéré ; A, ^{un vecteur fluctuant} qui ^a

les composantes.

A X B ^{et A} X Po ^{sont les} produits ^scalaires.

Il y ^a lieu de remarquer que l’expression ici donnée n’est que le premier ^terme

d’une série ordonnée suivant les puissances croissantes du rayon de la sphère protectrice

entourant le résonateur en jeu ( voir la remarque à propos de la formule 3). ^{Nous avons} négligé ^tous les termes de la série sauf le premier, ^ce qui ^est légitime tant que la longueur

d’onde incidente est grande par rapport ^{aux distances} moléculaires.

5. Conditions au voisinage de la résonance. L,e champ d’opalescence. - ^On

voit que l’amplitude ^du champ ^{fluctuant est} proportionnelle ^{à la} polarisation ^{P. Il en}

résulte une conclusion importante pour nous, concernant le cas où la fréquence ^{de l’onde}

incidente coïncide avec celle (vo) ^d’une vibration propre des résonateurs moléculaires.

L’amplitude excitée de cette vibration concordante et, par conséquent, la valeur de P,

deviennent relativement énormes. Le champ ^fluctuant prend aussi des valeurs très grandes

tandis que l’amplitude ^du champ Z de l’onde excitatrice régulière ^est diminuée par le fac- teur

2° + ,

no ^-1 persion.

Aussi, ^au voisinage immédiat de la fréquence propre ’10, il ^se produit ^{une diffusion}

’

intérieure intense; ^{comme le} rapport ^du champ fluctuant à celui de l’onde régulière ^croît rapidement ^{à mesure} qu’on s’approche ^{de la} région ^de résonance, il s’ensuit que l’onde

régulière s’y ^{forme à} peine ^{et la} plupart ^de l’énergie ^{incidente se trouve} diffusée intérieure-

273 ment. Passons à la composante ^{Z"’ du} champ excitateur exprimée par ^une intégrale

étendue à la surface S de la portion considérée du gaz (en ^{forme de} cube). ^Dans l’expres-

sion de Z"’, ^{~l sous le} signe de rotationnel désigne ^le point ^{où se} trouve le résonateur excité,

~ _est la dérivée prise dans la direction de la normale extérieure à la surface S.

du

Lundblad rejette ^la composante ^{Z"/ comme} petite par rapport ^{à Z’.}

En effet, parmi les ondes de fluctuation de densité comprises ^{dans la somme} (4), ^{ce sont}

celles dont la longueur d’onde est petite par rapport ^{à la} longueur des ondes lumineuses

qui doivent contribuer le plus ^au champ fluctuant. Pour ces ondes, ^{la valeur du vecteur A} est grande, ^ainsi qu’on ^{s’en rend} compte d’après (6), si l’arête L du cube est grande ^rela-

tivement à la longueur ^{d’onde A. On a,} par exemple, :

la longueur d’onde de fluctuation correspoiidanle ^est

Alors le facteur dans l’expression ^de Z", ^est petit, comparé ^{aux facteurs}

. dans celle de la composante ^Z".

Or il est important, pour ^notre théorie de l’absorption, que le champ d’opalescence ^ou

le champ des ondes diffusées à l’extérieur soit précisément donné par la composante Z’ll, ^les composantes ^{Z’ et Z"} n’y existant pas.

On doit en conclure que ^ce champ d’opalescence ^{est une} petite fraction du champ ^des

ondes diffusées intérieures, surtout dans la région de résonance. Il est intéressant que les déductions qui précèdent ^soient indépendantes ^de l’équation ^{de mouvement} du résonateur.

On peut ^se servir, par exemple, ^de l’équation de Planck :

p, ^... sont les dérivées par rapport ^au temps ; ^{le moment} variable }) ^{du résona-}

teur provient du mouvement oscillatoire d’un électron ayant ^{la masse rn est la} charge ^{e ;}

l’électron est attaché à la molécule par ^un lien quasi-élastique isotrope ^{et a la} fréquence ’10

? e’ ^..

des vibrations propres. Au terme - -20132013, 73 ^est dû l’amortissement des vibrations. Son exis- j

tence est précisément justifiée par les fluctuations de densité qui provoquent la diffusion des ondes lumineuses. ^~

.

En faisant, ^dans l’équation (7), ^{Z _-_} Z’, ^on obtient aussitôt la formule connue de dis-

persion :

.) 1 - - -

’

6. Diffusion intérieure de la lumière _par les _corps solides et liquides. ^--- En

ce qui ^concerne la diffusion intérieure de la lumière par les corps à l’état solide ^ou liquide,

nous devrons nous contenter de quelques indications sommaires, ^{faute de travaux} théoriques

sur ce sujet.

La plupart des corps solides naturels ^{ont une} structure extrêmement hétérogène ; ^le plus ^souvent, ils sont constitués par une agglomération de cristaux généralement ^déformés.

La théorie moléculaire de la propagation des ondes lumineuses, ^{y dont} nous avons donné l’idée, conduit assurément à la conclusion que, dans ^ces corps, la formation d’une onde

régulière ^est impossible.

"

18

La radiation incidente y doit subir ^une diffusion intérieure totale. En même temps, ^la

diffusion extérieure peut être tout à fait insignifiante. L n faisceau de lumière diffusé inté- rieurenlellt éprouve l’éparpillement réitéré, s’égare dans la matière et finit par être ^com-

plètement ^{absorbé en vertu} du mécanisme qui ^sera expliqué dan la suite.

Ces conclusions ne s’appliquent pas ^aux corps amorphes tels que le verre, ceux-ci devant être plutôt considérés comme liquides surfondus. Il existe sans doute une analogie

entre la diffusion de la lumière par des liquides ^et des gaz. Raman ^{et ses} collaborateurs ont

prouvé expérimentalement que la diffusion par les liquides purs ^est conforme aux prévisions

de la théorie cinétique. La structure d’un cristal homogène ^se distingue par ^une régularité parfaite. L’onde lumineuse devrait se propager dans ^un tel milieu sans subir de diffusion ; cependant, ^la régularité structurale est troublée par les vibrations calorifiques des résona- teurs qui constituent le réseau cristallin. Debye ^démontra qu’il ^{en résulte une diffusion con-}

sidérable des rayons X (1). ^{Dans le cas des ondes} lumineuses, la diffusion est en général ^insi- gnifiante ; ^{on doit} pourtant ^{faire une} exception pour les ondes correspondant ^{à la} région ^de

résonance : leur diffusion intérieure aurait été relativement grande.

7. La pression de radiation sur un résonateur moléculaire. - La physique

moderne voit dans la chaleur l’énergie du mouvement moléculaire désordonné. Il est natu- rel de présumer qu’une ^{onde lumineuse} régulière, ^avant d’éprouver l’absorption ^vraie,

doive se transforlner en un mouvement électromagnétique irrégulier : la lumière diffusée intérieurement possède justement ^{ce caractère} d’irrégularité.

Nous pensons que l’absorption ^se produit par l’intermécliaire de la pression exercée par des ondes diffusées sur les molécules considérées comme résonateurs électromagnétiques, ^la pression ^de Maxwell étant l’unique ^force mécanique ^avec laquelle ^une onde lumineuse agit

sur la matière neutre.

Debye, ^{dans un} travail substantiel (z), ^{étudia la} pression d’une onde électromagnétique plane ^sur le résonateur de Planck, ^dont l’équation de mouvement est représentée par la formule (7). Appelons ? l’amplitude ^{de l’onde} incidente ; ?,, ^sa longueur d’onde ; ~, ^{la diffé-}

rence de phase ^entre les vibrations de l’onde excitatrice et celles du résonateur. La pression

moyenne f ^est donnée par l’expression :

/.... B..} ,>

Ào désignant ^la longueur d’onde d’une vibration propre du résonateur ; ^{’3, le} coefficient T e‘a

d’amortissement de ses vibrations ; on a ’3 == 2013201320132013, et e étant la masse et la charge ^d’un

électron. On peut introduire le moment du résonateur p ^- po ei-,t, où po ⁼⁼ ₄

2013

7C"

en résulte que f = po sin (8’).

£

La pression agit dans la direction de propagation ^de l’onde ; ^{son maximum corres-} pond à p

== ~

ondes concordant avec les vibrations propres du résonateur ^est relativement énorme et diminue très rapidement lorsqu’on s’éloigne ^{de la} région de résonance. On calculera sans

peine, ^à l’aide de la formule (8), que la pression éprouvée par ^un résonateur dont la vibra- tion propre ^{a une} longueur d’oncle 5.10-5 _cm, est égale ^à 4.10~" dyne, ^en admettant que la radiation incidente a cette même longueur ^{d’onde et une intensité} égale ^à l’unité. On ^se

(.1) Annalen der 43 (1914), p. ^49.

(2) Annalen der Plzysik, ^{t. 30} (1909), p. 5T.

275 rendra compte ^de l’éiiorinilé relative de cette pression, ^{si l’on} représente l’intensité du

rayonnement solaire par l’intégrale

/ /(A)dX :

est de l’ordre de grandeur ^{de 1011} i ergs : ^s.

8. La pression de radiation d’après la théorie des quanta. - La théorie clas-

sique ^du rayonnement ^{étant reconnue} insuffisante pour expliquer ^{une série de} phénomènes qui ^ont rapport à l’émission et l’absorption des radiations électromagnétiques, ^{il est néces-}

saire d’examiner ta réaction entre la lumière et les molécules du point ^{de vue} de la théorie des quanta.

Nous nous appuierons ^{sur les} idées émises par Einstein, ^{dans son} mémoire de 1917 (1)

et nous allons résumer en quelques ^{mots tout ce} qui ^nous est utile. ’

’

La molécule d’un corps peut prendre ^une série discontinue d’états stables qui ^déter-

minent ses propriétés ^{en ce} qui ^concerne l’émission et l’absorption ^du rayonnement. ^Soient Sn, ^et Sh deux états stables voisins; appelons Um ^et úTn ^les valeurs de l’énergie ^intérieure

d’une molécule dans ces états et supposons que Un. ^Einstein distingue ^trois espèces

de transformations élémentaires faisant passer ^une molécule de l’état S’fi1l ^{à l’état} S",J ^ou

inversement.

D’abord, ^{la molécule} peut passer spontanément ^de Sm ^à 8,, ^en émettant de l’énergie

sous forme de radiations d’une frécluence v déterminée par la formule de Bohr :

Lorsque ^la molécule considérée se trouve dans un champ ^de rayonnement ^{dont la} fréquence est v, ^elle peut, ^sous l’influence de ce champ, passer soit de l’état 8, ^{à l’état} ~m

en absorbant une quantité a’énergie ^{soit de à Sn en} émettant cette même

°

quantité d’énergie : ^les probabilités ^{de ces deux} transformations sont différentes.

La radiation produit ^sur la molécule une pression qui ^{modifie sa} quantité ^{de mouve-}

ment. En conséquence, ^{il doit s’établir une} distribution déterlninée de vitesses parmi ^les

molécules. L’énergie cinétique moyenne d’une molécule dans ^un champ ^de rayonnement ^en équilibre thermodynamique doit avoir (à ^une température suffisamment élevée) ^{une valeurs}

3 _{kT, où fi} est la constante gazeuse relative à ^une molécule ; l’, ^la température ^absolue.

2

Einstein obtient cette valeur à l’aide d’hypothèses nouvelles concernant la communication de la quantité de mouvement au résonateur moléculaire, ^{dont la} fréquence ^est donnée par la formule (9). ^{Il admet} qu’au bout de chacune des trois transformations élémentaires défi- nies tout à l’heure, la molécule acquiert ^une quantité de mouvement égale ^à

Dans la deuxième transformation, la direction de cette quantité de mouvement coïn- cide avec la direction de la radiation excitatrice, ^{elle est} opposée dans la troisième trans- formation. En ce qui ^{concerne la} première transformation, c’est-à-dire le rayonnement spontané d’un résonateur moléculaire, ^{Einstein est} conduit à supposer que le rayonnement

se produit toujours ^{dans une direction} déterminée ; pendant l’émission d’un quantum ^{Il ’1} d’énergie, le résonateur reçoit ^une quantité de mouvement (10) dans la direction opposée ^à

celle du rayonnement ^émis. Provisoirement, ^on doit admettre que la direction d’émission de ces flèches énergétiques est accidentelle.

9. Mécanisme de l’absorption vraie de la lumière. - Nous sommes maintenant

en possession ^{de toutes} les notions nécessaires pour l’établissement de la théorie de l’absorp-

tion vraie. Auparavant, ^{nous allons} l’envisager ^{en nous} plaçant ^au point ^{de vue} de la théorie

classique ^du rayonnement.

Notre hypothèse fondamentale est que l’absorption ^{vraie se} trouve étroitement liée à la diffusion intérieure de la lumière. On a vau que la diffusion, aussi bien intérieure

qu’extérieure, dépend ^de l’hétérogénéité ^{de la} matière traversée par les ondes lumineuses.

(1) Pltysikalisr:he Zeitschri{t, ^{t. 18} (191"7), p. 121.