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Tune ou l'autre orbite, afin de pouvoir intégrer séparément le long de 

 chacune d'elles. 



Or, il est visible que f m est nul. 



Cela tient à ce que nous avons implicitement considéré comme instan- 

 tanée la propagation des actions électrodynamiques. 



Si on lui attribue une vitesse finie, il y a lieu de remplacer dans la 



formule précédente t par t — ^ et t' par t' -+- y? (en supposant, pour plus 



de généralité, la vitesse de propagation différente à l'intérieur de chaque 

 spectron) et l'on trouve, tous calculs faits: 



5 r T r 



( 3 ) /«=^î vv 7 tt / /. 



dxy/dy\'- 

 di I \ df ) 



d.t dv dx' dy' dx dz de' ih' 



2 lTt 777 77? 77?" 777 dl 77T 7 77F 



dtdt'. 



Dans le cas où les orbites sont circulaires, on obtient : 



... ,. un' f e 2 7T ! a î \ / e 2iz i a' i \ ( ,. , ai i . „ . ût A 



(b) F — -rr (y T , ) ( T?7 T ,„ ) |cos ? Scos-t7'— -sin2 0sin2e' cost j, 



n et ri désignant le nombre d'électrons qui évoluent respectivement sur 

 chaque orbite, a et a' les rayons de ces orbites, et G' leurs inclinaisons sut- 

 la droite 00' = d et i l'angle des deux plans projetant 00' sur chacun des 

 plans orbitaux. 



Nous supposerons alors : 



i° Que la masse mécanique d'un spectron provienne uniquement de celle de 

 ses électrons; 



2° Que la quantité ^ ^- soit une constante universelle \Jo. 



Dans ces conditions, l'action moyenne F,„ de deux spectrons dont les 

 orbites sont supposées pouvoir prendre toutes les orientations possibles 

 dans l'espace, prend la forme essentiellement positive : 



MM' 



(7) F '" = ?~55-' 



où M et M' désignent les masses totales de chaque spectron. 

 Elle est donc identifiable avec la gravitation universelle. 



II. Les résultats précédents subsistent lorsqu'on suppose les deux spec- 



