THÉORIES OPTIQUES

même, il revient à réqullibre. C'est ainsi qu'un ressort bandé est un réservoir d'énergie. Le travail ainsi emmagasiné est ce qu'on appelle l'énergie d'élasticité de l'éther.

Dans l'hypothèse de Fresnel, la force vive de l'éther a pour expression,

il) -^ / K(F + Q' + R')rfT,

et son énergie potentielle

Les intégrations sont étendues à tous les éléments de volume d'z de l'espace. Cela revient à dire que la densité de l'éther est proportionnelle à K; la masse de l'élément di est alors proportionnelle à Kr/T ; comme la vitesse, dans l'hypothèse de Fresnel, est représentée par le vecteur (P, Q, R), la force vive de l'élément dx est proportionnelle h

KrfT(P + Q2 + R^).

D'autre part, tout se passera comme si l'énergie potentielle localisée dans un élément d-z très petit, était proportionnelle au volume de cet élément multiplié par le carré du vecteur de Neumann.

Dans l'hypothèse de Neumann, au contraire, c'est l'expression (2) qui représentera Ténergle potentielle et l'expression (3) qui représentera la force vive.

Le carré delà vitesse est, dans cette hypothèse, a^ -f- fl" -\- y"^; l'expression de la force vive montre que la densité de l'éther est supposée constante.

Quant à l'énergie potentielle localisée dans un élément très petit de l'espace, elle est proportionnelle au carré du vecteur de Fresnel multipliée par le facteur K qui représente alors l'élasticité de l'éther.

Dans l'hypothèse de Neumann, l'élasticité est donc variable

s- DE LA THEORIE DE L.\R,VOR

et la dcnsilé constante ; c'est l'inverse diins la théorie de Fresn»;!.

Cetle viiriul)ilitc de l'élasticité doi

: lie

(lillicultê

qui

est spéciale îi la théorie de Neumanu et de Mac-Culliigli. La pression de l'élher dans l'état d'équilibre ne peut être nulle, ce <]ue l'autre hypothèse aurait permis de supposer. Elle ne peut non plus être constante, elle doit dépendre de K, et, par conséquent. elle n'est pns la même dans deux milieux dilTérents. Pour que ré([uilibre se maintienne malgré cette différence de pression, tl faut admettre qu'il la surface de séparatiou de deux milieux, l'élher est soumis ii une foixe particulière qui rappellerait Jans une certaine mesure ta capillarité des liquides. C'est ce qu'on appelle la « forte de Kiiv/i/io/f ».

On peut échapper à cette hypothèse snpplémentuiie, (jui n'est d'ailleurs pas très gênante, en adoptant tes idées de lord Kelvin sur l'élasticité.

L'axe d'une toupie en rotation leud ii rester dans la position verticale ; si on l'en écarte, il décrira un petit cône autour de la verticale, comme le fait le fil d'un pendule conique sous l'influence delà pesanteur qui tend li le ramener à sa position d'équilibre, l'uur un observateur qui ignorerait son mouvement de rotation, la toupie semblerait obéir a une sorte de force éluslique. On peut imaginer des appareils plus compliqués qui reproduisent plus exactement encore les propriétés des cprps élastiques el c'esfce qu'a fait Lord Kelvin. Supposons des systèmes articulés dont certaines pièces, jouant le rôle de gyroslats, sont animées d'une rotation rapide. Dans ces systèmes, aucune force n'est en jeu; et pourtant lisse comporteront comme s'ils étaient doués d'élasticité. En apparence, un peut y emmagasiner de l'êuergie potentielle ; mais ils ne possèdent, en réalité, que de Téner^e cinétique. On peut donc se demander si Téther n'est pas constitué de ta sorte ; si un observateur, disposant de moveus assex puissants pour pénétrer toutes les délicatesses de sa structure intime, ne découvrirait pas que toute son énergie est due ii lu Enrce vive des tourbillons iufiuilésimnux qui y sont renfermés. Son élasticité, que la théorie ordinaire explique par des attractions ii distance s'exerçant entre les molécules, serait due alors ii de simples forces apparentes d'inertie, analogues dans une certaine mesure li la force centrifuge.

TIIÉOHIES OPTIQVES 58i

Il y a toutefoia une difTêrence entre l'élasticité ordinaire, relie des solides, el Vélnsticilé rotalion/ielle de I.ord Kelvin. Quand on délorme nn solide, son élnsticilé est mise en jeu ; mais elle ne l'est plus qusind on le l'ait tourner en changeant son urientaliom dans l'espace, mais sans elianger sa i'ornie. Il n'en est pas ainsi des systèmes articulés de I.ord Kelvin.

On ne peut changer leur orientation sans avoir h viiincre une BOrle de résistance élastique.

On peut donc, avec cette nouvelle manière de voir, supposer que les diverses parties de l'éther tendent a conserver leur orientation, qu'on ne peut les en écarter sans dépenser du travail, ' «l qu'elles y reviennent quand la force extérieure cesse d'agir.

On peut greffer l'hypothèse de I-ord Kelvin, soit sur la théorie de Fresnel, soit sur celle de Neumann. Dans l'un ou l'autre eus l'énergie totale est représentée par la somme des expressions (»} et (i) et elle est tout entière cinétique.

Seulement, dans l'hypothèse de Fiesuel, représente la force vive des vibrations de l'ethei

lent dei

nble

la force vive de :

intimes encore (ou |

Dans l'hypothcst

d'ailleurs h suppose

"expression (a) qui sont relali-- (IJ) représente beaucoup plu»

■Ite force vive).

louvcments tourhillonnairc luLnt la partie variable de i de Neumann, c'est l'inverse ; on n'a plu; : l'existence de la force de Kirchiiod'. Dans l'un et l'autre cas on peut appeler énergie potentielle apparente, la partie de l'énergie totale qui est due aux mouvements tourbillonnaires intimes.

On peut s'étonner qu'en partant de deux points de dépari aussi différents, on arrive îi la m^me expression de l'énergie. Dans la théorie ordinaire, une rotation sans déformation n'eniraine pus de résistance élastique, tandis que, dans la théorie de I.ord Kelvin elle en fait naître. Comment l'énergie totale a-l-el!e mAme valeur dans les deux cas? C'est ce qu'au premier abord oii a quelr|ue dilliculté il s'expliquer.

On s'en rend compte en remarquant que l'élher est un milieu indéfini ; une perturbation ne peut atteindre qu'une partie finie de ce milieu, les parties les plus éloignées restant en repos.

Il est aisé de se rendre compte que dans un pareil milieu une partie ne peut tourner sans se déformei', sans que d'autres par-

58a A PROPOS DE LA THÉORIE DE LARMOR

ties subissent une cléformatîon. Si Ton supposait par exemple un cylindre tournant autour de son axe tout d'une pièce pendant que le reste de Tcther demeure en repos, il y aurait là une diseontinuité que Ton ne saurait admettre ; il faut supposer entre le cylindre qui tourne avec une vitesse angulaire uniforme et l'élhcr extérieur en repos, une couche de passage, qui pourra d'ailleurs (^tre aussi mince qu'on le voudra, et où la vitesse ira en décroissant d'une manière continue quand on ira vers l'extérieur. Celte couche de passage serait dans tous les cas, le sièpje de déformations.

TIIÉOUIËS ÉLECTRIQUES

444. — Ia*s équations que résument les lois observées des phénomènes électriques présentent une remarquable analogie avec celles de l'optique. Maxwell a le premier remarqué cette analogie et ce sera son éternel titre de gloire.

Dans un milieu non magnétique et diélectrique, ces quantités seront liées par des équations identiques aux équations (i), le

coefficient — ayant môme valeur numérique dans les équations

électriques optiques.

Dans un milieu magnétique et conducteur, les équations sont un peu plus compliquées et il faut y introduire deux autres paramètres ; à savoir, le coeflîcicnt de perméabilité [jl et le coeflîcient de c(>iiductlbillt('' A. Les équations (i) j)roniienl alors la forme suivante,

1 (h. (IW (RI

V'j <IV d\\

'JL --.—

K„ ' dt dz d.v '

I d-; __ d(l dP

\<l ^^'Jf'^'dj- ^7/// '

K, "" d/ dz dfi K,

di) d- dv.

I (i\ ) ir- av. 4" . ..

K,, dt d.v dz K

1 ,. d\\ dv. d'j 4" \u

K., dt dii d.v Ko

ihins Cl- (iiii v:i suivre tte supposer w^ i. Nous pouvons en L'fFet uilo|itei- i'hypotlirse d'Anipùre. Alors les milieux qui nous semblent miiffiiêtiquesclevr.ni'nt, pour valeur dont les sons scniient assez subtils, appnraitrc comme dénués de mngnétismc miiis purcourus piir un Iri's grund nombre de cuunmts pHi'ticuliiîres.

[/îdcnlîté de la himici-e et de l'élcctrieilé semble hors de doute

d'iipi'ès ces considérations que des expériences ont confîrmces et

un y a d'abord chcrclié une cxplicntion nouvelle des phi^numênes

i optiques destinée ii fiiîre oublier les uncîennes explicntions méca-

, niques.

Puis on 11 cherché une explication mécanique commune de la lumière et de l'électricité, et alors l'idée la pins nîttuicllc était de revenir uns théories élusttqiies dont j'ai parlé plus haut et qui nvaient si longtemps paru tout ii fuit sntlsfuisiintcs. Puisqu'elles rendiiienl compte de la lumière, il s'agissait de lesudnpter à l'explication de l'électricité.

I .'adaptation aurait été immédiate, si les équations deréleclrleité n'étaient comme nous venons de le voir, plus générales que celles de l'optique. Malheureusement les équations (i) ne sont

qu<

de!

i particuliers des équations [4)-

(lette circonstance ne doit pas toutefois noua décourager ; prenons une quelconque des théories optiques, celle de Fresnel par exemple ; dans cette théorie hi vitesse de l'éther est représentée par le vecteur (P,Q,R) ; supposons par conséquent que la vitesse de l'éther soit représentée par la force électrique. Reprenons les équations (4}, et interprétons-les en conséquence, elle» exprimeront certaines propriétés de l'éther ; ce seront les propriétés qu'il faudra attribuer ii ce iiuide, si l'on veut conserver la théorie de Fresnel.

.\u lieu d'appliquer ce procédé d'adaptation i. la théorie de Fresuel, on peut l'appliquer il celle de Neuniann et M»c-Cullagh et c'est ce qu'a fait M. Larinor.

Dans l'un et l'autre cas, on est coiuluît à attribuer à l'éther des

-t l-HOPOS DE LA TIIF.OHIE DE l.tlIMOtt

proprii^tés assez éti-aiigi's et faites pour nous surprendre au premier abord. Il convient en tout cas d'insister sur ces êtraiigelés, Boïl cjii'on veuille laïuiliiiriseF les esprits avec elles, soil qii*on les regarde comme des olialacles insurmontables qui ne pcnnetlenl pas d'iiduplcr ces explications

IF.SNEI,.

de la lumière, iiujouritpprend que ce fju*on que

chose )

445. — La théorie éleetromag»êii(| d'Iiui confirmée par l'expérience, noi appelle en optique le vecteur de Fresnel n'est autre la force électrique, et que le vecteur de Neumann est identique avec la force magnétique. Si donc nous voulons conserver lu théorie de Fresnel, il faut que nous admettions que la vitesse de l'éther est représentée en grandeur, direction et sens, pjir la force électrique.

Mais cette hypothèse entraîne des conséquences singulières. Considérons une petite sphère éleclrîsée ; in force électrique est pitrlout dirigée suivant le rayon vecteur qui va au centre de la sphti'c ; telle devrait donc Hre aussi lu direction de la vitesse de l'éther.

Il en rt'sulteriiit qu'une sphère électrisée positiveiin-nt. par exemple, iibsurberiiit lonslamment de l'élher et qu'une spliùre électrlsée négativement en émettrait constamment.

Kl celte absorption ou cette émission devrait durer tant que la sphère conserverait sa charge.

En d'autres termes, les parties de l'espace oii nous disons qu'il y a de l'électricité positive ou négative seraient celles où lu densité de l'clher va constiimment en augmeutunt, ou constammenl

Cela semble bien dillicilc ii admettre ; comment lu densité tic l'éther pourruit-elle varier si longtemps toujours dans le m^mc sens, sans que les propriétés de cet éther en paraissent modifiées ? Fuudni-t-il donc supposer que la densité est très grande et sa vitesse dans un champ électrique très petite, de sorte que, malgré la durée de l'éleclrisalion, les variations relatives de lu deusité soient peu sensibles ?

Poursuivons néanmoins notre exanuMi. Vo\ons si celle com-

.WAI'T.tno,\

TIIEOHIE DE fllES.'

prcssibilité iiidcGiiio de l'êther n'est pas, sinon plus intelligible, au moins plus confurme aux hj'pothèscs hnliituelles ([u'il ne semble au premier abord.

Vu gaz ne transmet pas les vibnitions transversnles ; celii lient ù ce qu'un glissement intérieur entre les couches gazeuses ne prnvoijiie pas de n^sistance élastïtjue ; si mfme le gaz êtiiit dépourvu de visi-osité, un mouvement de glissement, une luis eommencé sepoursuivrait indêrinimcut.

De même l'éther no transmet paa les vibrations longitnili- Dules, ce i[ui peut s'expliquer de deux manières : ou peut supposer i[u'il est absolument incompressible; nn peut imaginer, et c'est lit riiypollièse que 1' "resnel est obligé de luire pour expliquer la réflexion, qu'il est au contraire incapable de résister ù la compression.

La compression dans l'éther, de même que le glissement dans les ga7, ne doit donc pas provoquer de résistance élastique; et alors quand une particule d'élber a commencé ii se contracter ou k se dilater, cette contruclinn ou cette dilatation se poursuivra indéliuinient.

Les hypothèses anciennement admises entraînaient doue déjii celte const-quenee que nous jugeons invraisemblable ; on tes acceptait pourtant parce qu'on croyait qu'elles n'étaient qu'approchées; pour adapter lu théorie de Fresnel aux phénomènes êlectri<]ues, il faut au contraire les supposer très près d'être rigoureusement réalisées, et c'est de tîi que vient la dillieuUé.

cheichei

I pas

i la lever; mais je ne puis passer sons es considêralions qui précèdent et lei

silence l'analogie entre

sphères puisantes de UJerknes. Pendant i|ue l'une de ces sphè se contracte, le mouvement dans le liquide envtronmuit esl tout h fuit -pareil ii celui que la théorie précédente attribue à l'éther dans le voisinage d'une cinirge électrique positive. (Jnaud celle sphère se dilate, elle est au contraire assimilable à une niasse électrique négative.

On sait que la représentation des phénomènes électrostatiques par les sphères do Bjerkncs n'est qu'imparfaite et cela pour deux raisons. La première sur laquelle on a surtout insisté, c'est que le signe des phénomcues est changé.

La seconde n'est pus moins importante. Bjerlines fait agir

y-jrr >i. • * ;.i:'- i)f-i:\ >]•!. *-!<*>. dont ]f-< pulsations ont xn^aif j«vri\*.i*-. j- :-.Lî> .*-f T'ii^isîtTÎi.ii't ont toujoors m^me phase, ou bi^L j'bîtf." i«j-pi.»>'*^. ir :*-lIr lîiv<iii qn<* la dîffêreiMre de phsise est t«.*u-

Eî: >'' :'->::' ^jniiiM itiTj^j. il if}»i*êsente les phénomènes fl^-t- 'îTr-jurs M. >:J-tj*- ]■!*•>: :'. <'.rah arrÎAé sans cela à des lois l*^i<i;c«.»i]' ]'?'.i> (.•:!.]•; liiD'-^^'f : <;:]»}K»*^»u>, par exemple. tn»îs "^^phri^ j-ii!>;: t-> A. B *î C îi\i<:.: nirine j»^ri<«le, maïs ayant resjK*ct:A»-

njfîil j»i»i:i }»::î{>t o, — ^ r: — : A u'aprait pas sar B. ni B sur (.:

n:;ii> A ic.rî.ît >d! C «^:i n'îi plus du tant la reprend uctî*»» i!-*

i"is i- ] '.'■(■ :ri»>ti»:}'j Ut*.

* »: s: . n:. iiiriiv: iJr IVlrrljîcîtè est due à de senîl»l:il»i»-?'

• ♦Si !- !;i*.v»:.s. i»:i ]n»uT!ii sujijH»s<-r à Isi rii^oeor que ces oscîllatîoi»* ;i:r'.: 1fiiii*«uis m''n;r [mi^ovIt-: mais il n y a aucune raiscin jH»ur

• Jllr ".' -.i:!!*-:» î^o- ^i*- ;•}:»«>'- Soît ti»ujt»Drs O OU TI.

r. ♦'».'.-- «^îiiit l'ivr. ioror A*- iK»Dner a ses sphères un itjoua^

• • •/ v:: . :i!. ii:;.> rrîlir! înil»-finîment conipressihlo «It* ia :!:'.♦::. J- Fî'-î!'! ir.l.ijitf ■. iu»us donne Timaj^e de sphr*rt*< j'ir-t*'»' 1»:: .;i . M:i:r.:v tio:i »»ii \*\ dilatation durerait indt-tiiMiîi'/îiî t-î jMiiii \\\\\<\ iliit- df Sphères puisantes de perirnlr iîitiiiî»-.

I «*- .ttt! ;i, *î««^> r-\ rî:«»sî jlîqiirs seraient donc immédiate 1^' !/ • m': v,;. . >. -: :• ••>\i'.t ].♦ dîlîiciiîtè du chaii''em»nt •!' *-; i • -• ' -! - : " : - » : iif»us V rrvienvli on<.

N' • " • • ' -" ": V *:.'M 'les e^juiitions \ : ;i.lopl.i:i:

1 InI'"': - A : ; - v: •- ^ = i. F* on prt»vî<-iit J.» termv

• ^ ; -:':•• .- . > ' l.- '3\ conducteurs ? I/îiitt-rpi ''tati"»!. « 'i ' -' ...-•'. ! •. ] - . '•: :.;.t'iîis ^\\\\ si»nt le sî**i^e «l'un o»>in.iî:î x.il:;. •;•;'. '.. > ■ :••".'' •:: \v.\ oonnint continu tr^-îlitr: il \ « n ;i \\\\ n^i--. : : .•'-.'- 1.' ' i t: :<jiit-s dans un chainp »-]fOtriqih^ ai::--! .j!i.- ;.- . •! : * J'-'- ;' '«i* : î"iii> tandis tint» l'.-îher |MMnr;iît >:• .l«|''..n'- • j •:.'.'-■> •> : .• .«lî! i«juos sans suliîi' luicun li(»!f.'mc;i' . i. I !.»*•••• ..': - .• ..: ■•.'•i.-îr d'-s conducteurs, et oo N.TMit 1;« loît'.- \i\. .1- -r .'.-' ]..; , •• nnîî.-Hifnt qui si* tninsformer;iil c\\ t'h.iini! i-^ «jii: . ;. i:,"!- .- ,'• '.■• riii-uit vollaûjuo.

P.inui 1«'*^ nHui\ »;iii* 'i - •i»»'.* . .-'!!.•: p.-iit ♦'•tir le siè:;f», i] y en a (ini IH' j>ri»\ <M|ii«'iit .liinii;» î ••-i-tnuof ••lii>ti<]ue : ce s<»nt des

TIIÊOniE DE LARMOn 58;

mouvements de cette sorte qui se produisent dans le voisinage d'un circuit parcouru par un courant voltaïque permanent. Mais on ne peut directement passer du repos à un semblable mouvement ou inversement ; il y a nécessairement une phase transitoire où d'autres mouvements se produisent, qui eux sont transversaux et doivent mettre en jeu Télasticité de Téther. Ce serait cette réaction élastique qui produirait les phénomènes d'induction.

Nous reviendrons plus loin en détail sur tous ces points.

THEOniE DE LARMOR

446. — La théorie de Larmor n'est autre chose que l'adaptation de la théorie de Neumann. La vitesse de l'éther est alors représentée en grandeur, direction et sens par le vecteur de Neumann, c'est h-dire par la force magnétique.

Comme nous supposons ;jl = i on a partout,

(It. ^/3 dy

d.v dy dz

et Téther apparaît comme incompressible.^

Si l'on considère un fil rectiligne parcouru par un courant voltaïque, dans le voisinage de ce fil l'éther est en rotation ; chaque molécule décrivant une circonférence qui a pour axe l'axe môme du fil ; la vitesse angulaire de rotation est en raison inverse du carré du ravon de cette circonférence.

Les phénomènes d'induction électromagnétique sont dus simplement à rinertie de l'éther.

L'éther est doué de l'élasticité rotationnelle telle que la comprend Lord Kelvin; on ne peut donc écarter une particule d'éther de son orientation primitive sans avoir à dépenser du travail. Mais cette résistance n'est pas toujours de même nature.

Dans les diélectriques, c'est une résistance élastique, et une particule d'éther, écartée de son orientation primitive, y revient dès qu'on l'abandonne à elle-même ; dans les conducteurs c'est une résistance analogue à la viscosité des liquides, cette particule ne tend pas h revenir d'elle-même h son orientation primi-

tive, et tout le travail dépensé pour l'en écarter a été transformé en chaleur.

Les choses malheureusement ne sont pas aussi simples que cela, et il y a une difliculté qui mérite quelque attention. Le couple, qui dans cette théorie, tend à ramener une particule d'éther à son orientation, est représenté en grandeur, direction et sens, par le vecteur de Fresnel, c'est-à-dire par la force électrique (P, Q, R).

Si l'élasticité rotationnelle de Lord Kelvin demeurait inaltérée, au moins dans les diélectriques, on devrait avoir à un facteur constant près,

K, dz dy '

Kç d.r dz

;, 7,, vj désignant les composantes du déplacement d'une molécule d'éther à partir de sa position primitive.

11 en résulterait que le fhix de force électrique qui traverse une surface fermée quelconque dans le diélectrique devrait être nul ; en d'autres termes la charge totale d'un conducteur isolé devrait être nulle.

11 est donc nécessaire d'introduire dans la théorie une modification profonde et cette nécessité n'a pas échappé à M. Larmor <[ui s'expll([uo sur ce point en ([uel([ues lignes [Proceedim^s^ j déc. i(S().i, p. 447? lignes j à 24).

Pour voir (nielle est la niodilicalion convenable il \\\* a qu'une chose à faire ; reprenons les équations (4)^ interprétonsles dans le langage de la théorie de Larmor et voyons ce qu'elles siijfnifienL

Posons

' KP' = 4^— ^, K, dz du

la seconde éciualion (4) deviendra,

Si ), était constamment nul, on aurait P = P', c'est-à-dire que le couple développé piir l'élasticité de l'élher tendrait à ramener chaque particule d'éllier â son orientation primitive.

Supposons mninlenaiit que X soit variable ; d'ubord nul, ce coellicienl prendrait une valeur positive pendant quelque temps, puis redeviendrait nul. C'est à peu près ce qui arrive duns le cas d'une décharge disruplivc ; l'air d'ubord isolant, cesse de l'i^tre pendant quelques instants au moment de la décharge et perd ensuilc de nouveau ses propriétés conductrices.

Quelle est alors la signification de l'équation (5) '.' On aura

iU la

riiitégrale j'/.PJl devant iHre étenilue à toute la duri décharge, et élant pur conséquent proportionnelle à V.i quantité d'électricité qui a passé pondant cette décharge ; je puis donc écrire,

A étant un coellici

étant celte quantité d'éloc-

Après la décharge, le couple élastique ne tend plus ii ramener la particule d'éther à son orientation primitive, c'est-à-dire à une orientation telle que P = o, mais à une orientation telle que P = As.

Pendant la décharge le diélectrique perd son élasticité rotationnelle ; après la décharge il la recouvre, mais /irofondèmeni modifiée par le passade de l'électricité.

L'élasticité des solides nous olFre des phttnomènes tout semblables. Une barre d'acier soumise à une traction s'allonge, mais pour revenir à sa longueur primitive dès que la traction cesse. Si on la chauffe au rouge, elle perd son élasticité et devient ductile ; sous la traction, après s'être allongée, elle conservera,la longueur qu'elle aura ainsi acquise même quand cette traction aura cessé. Si ensuite on la refroidit, elle recouvrera son élasticité, mais cette élasticité sera modifiée, car elle ne tendra pas à ramener la barre ii la longueur qu'elle possédait avant

A rnopos ùF- L

t TUtlOIIIE DE LAlt.VOn

la longueur qu'elle avait nu moment

!-t-il iilurs Jeids l'étlier ({ui entoure un corps ^Irc-

toiitps ccsopiii oii l'clasticili) ;

(Ji,e .. p.,.., trïsé?

Cliiiqiie particule est souniJso ;i un couple élastique qui tend à la ramener u une itrioiiUitiuii donnée, dillércnte (au moins pour celles qui ont été traversées par de rèleefrîcité pendunt )i charge) de celle qu'elle possédait avant l'éleclrisation. Lits particules étant solidaires les unes des antres, les orientntioD< qu'elles tendent ii prendre sont en général iuconipntibles. II se produit alors un équilibri^ où chacune de ces particules est coiD' parable ii un petit ressort tendu. Le travail des forces élec trostatî({ues n'est itutre chose que l'énergie emmagasinée dani ces petits ressorts.

Celle explication ne me salîsfail pas encore complc-lemenl parce que nous n'avons envisagé que la décharge disriiplîve, et que nous avons laissé de côté le cas où, pour tiiodificr lei charges de deux conducteurs on les met en cum m uut cation h l'aids d'un lil métallique, pour les isoler ensuite de nouveau ei écartiiut te fil.

Mais lit on a ulTuire ii des corps en mouvement, et la diflicùllé est pins grande. .\u lieu des équations (4| qui sont celles de Hertz (Ciiinc/fsleiffinngen der Eleclrodtjnamik (tir ritheiidc K<Srper, Wieilemann's Annalen, 4o, p. ^~~, et la Lttmiitie électrique t. XXXVII, p. i3-, i88, aii^} il faut considérer les équnliuns beaucoup plus compliquées du second mémoire de llertx sur les corps en mouvement [Giiindgleichnngcn der Elecirodiftiaintk fur lien-egle K^irper, Wiedemanns Anunlen, 4i, et la Lumière èlecliiqiie, t. XXXVIII, p. 4**** ^' Û4^]' J'étudierai ces êquiitions un peu plus loin et je chercherai quelle est leur signîficatioo quand on les inlerprète soit dans le langage de la théorie de Fresnel adaptée, soit dans le langage de la Ihéorie de Lai;mor.

J'aurai ainsi, du même coup, l'explication dans l'une et dans l'autre théorie, des phénomènes mécaniques dont un champ électro-magnélique est le sît-ge, c'est-à-dire des attractions élecirostaliques et des actions mutuelles des courauls.

l'onr achever de tracer le programme des questions que je

ux traite

dans

<pn

, j attirerai ciici