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sent des composantes £, 17, £ du déplacement, en vertu des lois de Helmholtz, 

 par l'opération 



~ò 1 , , a ~~ò | ~5 

 — — = a 4- 8 4- Y " 



Ih 1x ly os 



Or on sait que le courant vrai est lié à la force magnétique par les relations 



~iy V Da ly . 18 la 



imi = — — — , ìttv == , imi) - — — — . 



7>y 1)2 ~òé ~òx Ix ly 



Donc, si l'on ne tient compte que des courants suscités par le déplacement 

 des axes des tourbillons, on voit que les composantes de ces courants sont 



\_la_ 1 ~ì>b L2!£ , 



ire ~èh ' 4/r ih ' 4/r Ih 



a, b, c étant les doubles composantes de la rotation élémentaire : 



a — — — — 6= — — — e — 22- — — 



ly iz ' 12 ix ' ix ~òy 



Des transformations faciles donnent 



-f rp 4- fto) riS = 0 , (1) 



lorsqu'on étend l'integration à tout l'espace. Cela pose, on peut représenter, 

 d'après Maxwell, le terme complémentaire de l'energie cinétique par l'intégrale 



qu'on transforme immédiatement en 



— 4/rA J('iu -f- rp 4> £w) dS , 



ou bien, en vertu de (1), en celle-ci: 



4n A + jyt» 4~ . 



Si l'on n'a d'autre but que de former les équations indéfmies du mouvement, 

 on peut dire que l'énergie cinétique par unité de volume, pour autant quelle 

 dépend des vitesses de déplacement, est 



T = \ Q (I 2 + lf + j 2 ) + 4/rA (h + rjv + Ito) , (2) 



q étant la densité du milieu. On en déduit, en observant les transformations 

 précédentes, 



~~r~ == &Ì; 4- Anku , -^r- = — ànAu ; 



puis 



r — — r = pi 4- 8/rAw . 



^ Ti? ^ 



Tel est, pour les diélectriques parfaits, le premier membre de la première 

 équation du mouvement ; mais, si l'on tient compte des courants de conduction 



