NOTIONS GÉNÉRALES
410. Électrisation par influence. — Nous concevons ^ans ce qui suit l'action élémentaire et directe exercée par une :inasse électrique sur une autre comme ne dépendant absolument que de la grandeur de ces masses et de la distance qui les sépare, et aucunement de la nature du milieu dans lequel elles sont plongées. Mais cela ne veut pas dire qu'il en soit de même de la force résultante réelle, car il arrive en général que le milieu ambiant lui-même est modifié dans son état électrique par la présence des masses agissantes. Des efifets d'influence se produisent, développant de nouvelles quantités d'électricités dont l'action vient se superposer à celles des masses primitivement introduites dans le champ.
Ces phénomènes d'influence sont évidents dans le cas des corps conducteurs.
Soit (fig. 489) un conducteur creux, limité extérieurement par la surface fermée S», et intérieurement par la surface fermée Si,
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et soit g une masse électrique qnelcoDqae placée dans rintérleor de Si. Traçons nne snrface fermée S dans la masse du condacteur entre S, et S^. Nous savons que dans on conducteur en équilibre la force doit être nulle en tous points. Le flux de force h travers S est donc nul, ce qui exige que la quantité totale d'électricité contenue dans cette snrface soit nnlle; il faut que S contienne non seulement la masse q qui j a été mise, mais aussi une masse '^' ■ — q qui doit y être amenée
par influence. En d'autres termes, sous l'influence de la masse q, le fluide neutre du conductear est décomposé, une quantité d'électricité — ^ se distribue sur la surface S, de manière & compenser pour tous les points extérieurs à S, l'action exercée directement par $; et la qnantité équivalente -^-q SB porte sur la surface extérieure S», où elle se distribue comme si le conducteur était plein et ne contenait aucune électricité libre. Si le conducteur est en communication avec le sol, son potentiel devra être nul {§ 406), l'électricité amenée ainsi sur Si s'écou-
lera dans le sol, et tout se passera au dehors du conducteur cimime si la masse q n'existait pas dans son intérieur.
De même (fig. 490) si nous considérons un conducteur A en
POLARISATION DIÉLECTUIQUE. 523^
présence d'une masse électrique -f g, l'équilibre exige qu'une quantité — ([ d'électricité se porte sur la surface de A qui est tournée du côté de g, une quantité + ([ sur la face opposée, et que ces masses s'y distribuent de telle sorte que la force résultante due à + î> +3^6* — î' soit nulle partout dans l'intérieur de A. Les électricités ainsi développées par influence sont toujours égales entre elles et de signes contraires, puisqu'elles xésnltent de la décomposition d'une même quantité de fluide seutre. Dès que l'influence cesse, elles se recombinent et le conducteur revient à l'état neutre.
411. Influence dans les diélectriques. — On doit admettre que des phénomènes d'influence analogues se produisent aussi dans la plupart des corps isolants (ou diélectriqœs) et peut-être dans tous. Seulement les électricités ainsi développées ne peuvent se transporter d'un point à l'autre du corps influencé, et doivent rester en place; on peut admettre que l'influence se produit dans chaque élément infiniment petit du diélectrique. Celui-ci se trouve alors dans un état spécial que l'on exprime en disant qu'il est polarisé.
On peut d'ailleurs, sans sortir de l'hypothèse des actions à distance, concevoir de diverses manières la production de cet état'.
^ Faraday, dès 1837, a insisté sur le rôle joué par les milieux isolants dans U transmission des actions électriques, Expérimental Researchea on Electrietty, Londres 1839, séries XI et XIV. La théorie de la polarisation a été établie par Poisson pour l'aimantation par influence des corps isotropes et appliquée par Sir W. Thomson aux corps cristallisés. — Mossotti, Archives des Se, fhyê. et nat. 1847, VI, 193, 357; Hblmholtz, J, du Borchardt, 1870, LXXII, 114, et Wissenschaftliche Aàkandlungen, Leipzig 1882, I, 611; Boltzmann, 8iUb. Akad, Wien, 1873, LXVII, 67; Clausius, Wârmetheorie, Brunswick 1879,. Il, 62; PoiNCARi, Électricité et Optique, Paris 1890, I, 41; II, 83; Duhbm, Leçone sur VÉlectrieité et le Magnétisme, Paris 1892, II, ont développé cette théorie de diverses manières en l'appliquant à l'influence électrique.
On peut supposer que le diélectrique est formé de particules conductrices réparties dans un milieu isolant et dont chacune s'électrise par influence comme un conducteur ordinaire.
On peut supposer que des particules très petites répandues dans le diélectrique sont par elles-mêmes électrisées en sens contraire aux deux extrémités d'un de leurs diamètres, mais possèdent à l'état naturel toutes les orientations possibles, de sorte que leurs actions extérieures se compensent. L'effet du champ électrique serait simplement de les orienter plus ou moins complètement.
On peut admettre aussi que les deux électricités sont uniformément répandues et superposées dans toute l'étendue du diélectrique, mais y sont retenues à leur place par des forces analogues à des forces élastiques, que l'on peut appeler, pour abréger, forces éldsliques fictives; sous l'influence d'une force extérieure, ces électricités se déplacent en sens inverses, jusqu'à ce que leurs actions réciproques, jointes aux forces élastiques développées par leur déplacement, fassent équilibre à la force extérieure.
Cette dernière hypothèse est celle que nous adopterons, parce qu'elle permet de calculer très simplement les quelques formules dont nous avons besoin. Elle est d'ailleurs absolument équivalente aux deux autres, et toute base nous manque pour juger de son plus ou moins grand degré de probabilité ; les fluides et les forces électriques ne sont pour nous que des mots derrière lesquels se cache un phénomène parfaitement inconnu. Nous admettrons donc, avec Sir W. Thomson et M. de Helmholtz, que rinfluence s'exerce dans chaque élément de volume du diélectriiiue à peu près comme dans un conducteur, mais avec une intensité moindre, dépendant de la nature du diélectrique.
