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dans l'expérience de la roue de Barlow, ne sont pas de véritables coor- 

 données, et que ce système se comporte d'une façon analogue au cerceau, 

 auquel, comme il est connu par une remarque de Ferrers (Qiuirterly 

 Journal of M athematics, 1871-1873), les équations de Lagrange ne s'ap- 

 pliquent pas. En d'autres termes, d'après la terminologie de Hertz, le 

 système n'est pas holonome. 



2. Dans ces conditions, si l'on peut espérer rattacher les équations de 

 l'éleclrodynamique à celles de la mécanique analytique, il faut cherchera 

 les rattacher à une forme générale d'équations, applicable à tous les sys- 

 tèmes, qu'ils soient holonomes ou non. 



Pour former de pareilles équations, on peut, ainsi que je l'ai montré 

 dans les Comptes rendus (séance du 7 août i 8f)c) ), procéder comme il suit('). 

 Imaginons un système matériel dont le déplacement virtuel, compatible 

 avec les liaisons au temps t, soit défini par les variations arbitraires 0^,, 

 oq.,, ..., oq^ des paramètres q,, q.,, ..., y,,. Four ce dé|)lacement, la somme 

 des travaux élémentaires des forces données F est 



Qi ^'h -+- Q5 13,72 -H ... -I- Q/,. orii,. 



Soit, d'autre part, l'énergie d'accélération 



(1) S^-'Lmi\ 



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égale à la demi-somme des produits obtenus en multipliant la masse m de 

 chaque point par le carré de son accélération J. Cette expression S est une 

 fonction du second degré des dérivées secondes y,, y^, .., q], des paramètres 

 r/i, 172, — 7a par rapport au temps. Les équations du mouvement sont 

 alors 



(2) X>=*v>v (V =1,2. ...,/); 



elles expriment que, à chaque instant /, les accélérations rendent minimum 

 la fonction 



(3) Kr=:S — XFJcosFJ. 



Telle est la forme d'équations qu'il faudrait pouvoir étendre aux phéno- 

 mènes électrodynamiques dépendant d'un nombre fini de paramètres. La 



(') Voyez aussi l'.ioii Traita de Mécani/iiie ration lu'lte. l. 11, Cliap. .\XI\ . îj C. 



