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Revenons en effet à la tliéorie de Lorentz et à notre équation (£) et 

 appliquons la à un diélectrique homogène. On sait comment Lorexïz 

 se représente un milieu diélectrique; ce milieu renfermerait des électrons 

 susceptibles de petits déplacements, et ces déplacements produiraient la 

 polarisation diélectrique dont Teffet viendrait s'ajouter, à certain points 

 de vue, à celui du déplacement électrique proprement dit. 



Soient A", Y, Z les composantes de cette polarisation. On aura: 



dX , . dY , dZ ^ 



(o) ^dr = ^pi;; '^dr = y.pvi, ■^r/T = Spç. 



Les sommations des seconds membres sont étendues à tous les élec- 

 trons contenus à l'intérieur de l'élément dr et ce-s équations peuvent 

 être regardées comme la définition même de la polarisation diélectrique. 



Pour l'expression de la résultante des forces pondéromotrices (que je 

 ne désigne plus par X afin d^éviter toute confusion avec la polarisation) 

 nous avons trouvé l'intégrale : 



ou 



jp'/i'/dr—jptlodT-^rYJp-^'^''^- 

 Les deux premières intégrales peuvent être remplacées par 

 f dX , l\dZ , 



en vertu des équations (5). Quant à la troisième, elle est nulle, par ce 

 que la charge totale d'un élément de diélectrique contenant un certain 

 nombre d'électrons est nulle. Notre force poudéromotrice se réduit 

 donc à : 



/(^f-^D- 



Si je désigne alors par n la force due aux diverses pressions de Max- 

 well, de sorte (|ue 



n = (A; + A-3) + (A-',-r) 



