SUR LA THÉORIE DU MAGNÉTISME. ' 277 



libre des deux fluides magnétiques contenus dans le corps A , 

 que nous venons de considérer. Pour cela , supposons que 

 d'autres corps aimantés, en nombre et de forme quelconques, 

 agissent sur ces deux fluides. Soit V, la somme des particules 

 de fluide libre qu'ils renferment , divisées respectivement par 

 leurs distances au point M Au premier corps, dont les coor- 

 données sont x , y, 1, lequel point est situé dans l'intérieur 

 d'un élément magnétique et ne fait pas partie de la couche 

 de fluide libre qui termine cet élément. Les composantes de 

 l'action de toutes ces particules sur le point M, parallèles 

 aux axes des x,y, 1, et dirigées dans le même sens que les 

 forces précédentes, seront exprimées, comme on sait, par les 

 trois différences partielles: 



dV dV , dV 



dx \ dy ' dz ' 



En les ajoutant aux forces du numéro précédent, on aura les 

 composantes rectangulaires de toutes les forces appliquées au 

 point M , et qui proviennent soit du corps A dont il fait 

 partie, soit des autres corps aimantés.. Or, la matière de A 

 n'apportant aucune résistance au déplacement des deux fluides 

 dans l'intérieur de chaque élément, il sera nécessaire, comme 

 nous l'avons dit dans le préambule de ce Mémoire , que ces 

 composantes totales soient nulles, sans quoi elles produiraient 

 une nouvelle décomposition du fluide neutre qui se trouve en 

 Met qui n'est jamais épuisé; décomposition qui troublerait 

 l'équilibre des deux fluides et changerait l'état magnétique 

 de A. Lors donc que ce corps sera parvenu à un état per- 

 manent, nous aurons ces trois équations : 



dV Y 



d x 

 dV 

 dy 

 dV 



~dT ■+■ z + y, — ». 



-+-^-+-/3, = 0, (7) 



N. 



