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» Pour les corps isotropes, le rapport ,_ tend vers iiiie limite finie 



lorsque OFu tentl vers o. En généralisant cette proposition, on est amené à 

 écrire 



Çi(,l,, m-, g) = *,, .1.^ 4- (5201);,- -+- $33 £- -H- 2*..,DbS -f- 2$.,, £A, -H 2$,2Jl,'Ul,, 



les <i>p^ étant des fonctions de ,.1,, dîj. S, finies ponr A- = o, iiî> = o, a = o. 

 » La surface 



$,,a?- -I- $.., V- J- $;,3;'- -f- 2$..,v; + 2a>,.,, :;a7 H- 2(I>,2.ry = i 



est la surface d'aimantation. 



» En égalant à o la variation du potentiel thermodynamique, on obtient 

 les trois équations de l'équilibre magnétique, dont la première est 



^ -dx:) "^ 



elles sont faciles à transformer en trois équations, dont la première est 



A et S,,, S, 2, ^,3, . . . étant des fonctions de ,l,, ■\i\>, G faciles à former au 

 moyen des $^^ et de leurs dérivées partielles. 



» On peut étendre aux cristaux une théorie analogue à celle que nous 

 avons développée pour les corps isotropes. On peut en particulier démon- 

 trer des théorèmes analogues à ceux que nous avons énoncés plus haut; ces 

 théorèmes permettent la détermination expérimentale de la surface d'ai- 

 mantation. » 



MAGNÉTISME. — Sur l'aimantation transversale des conducteurs magnétiques. 

 Note de M. Paul Ja\et, présentée par M. Mascart. 



« Lorsqu'un cylindre métallique est traversé par un courant dans le 

 sens de sa longueur, il naît, en chaque point du cylindre, une force magné- 

 tique qui est perpendiculaire à la fois au rayon passant par ce point et à 



