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h la validité de la loi de Poiseuille, et les tubes plus larges, 

 qui n'v obéissent plus, comme ceux de Clark et de Edlund 1 '. 

 s'écartent tout-à-fait des formules de Helmholtz. Par conséquent, 

 il nous semble fort risqué d'appliquer les mêmes calculs aux dia- 

 phragmes d'argile de Wiedemann (et Freund), qui sont con- 

 sidérés par Helmholtz comme un système de tubes Poiseuille 2 ). 



Leur structure ressemble certainement plutôt à celle d'un tas 

 de petits grains, dont les pores ont une forme très irrégulière, peu 

 semblable aux tubes Poiseuille; et ceci s'applique d'autant plus 

 aux diaphragmes de Quincke, formés de sable, de soufre ou de 

 laque pulvérisés, de retaille d'ivoire, d'étoffes de soie etc. L'appli- 

 cation à priori des résultats de Helmholtz n'est pas justifiée 

 dans ces cas. La généralisation indispensable de sa théorie peut 

 être effectuée de la manière suivante. 



§ 3. Lorsque le liquide est ta l'état normal, en repos, le potentiel 

 électrique f. qui correspond à l'action des couches superficielles, 

 aura une valeur constante (f, a l'intérieur du liquide, et la valeur 

 constante </~„ à l'intérieur des parois; il varie brusquement dans les 

 couches de passage, d'épaisseur ô. dans la direction de la normale, 

 mais reste constant dans la direction des tangentes. Par conséquent, 

 la densité électrique 



i r>cp 



4.i en 2 ' 



positive du côté de l'eau, négative de l'autre côté, est une grandeur 



de l'ordre -=- . 

 o- 



Lorsqu'il y aura un champ électrique extérieur, défini par le 



potentiel 0. le potentiel total correspondra à la superposition: 



U=<p + $. 



Puisque les forces mécaniques qui en résultent produisent un mou- 



•) Clark. Wied. Ann. 2 p. 335 (1877); Edlund, Wied. Ann. 1 p 184 (1877). 

 l.e fait qu'ils laissent passer un volume de liquide proportionnel à la pression 

 active, ne prouve rien autre que ceci, c'est qu'on a à faire à un mouvement ,lent". 

 où les équations 



— u A°- u 



c.r 



etc. sont applicables. 



