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magnétique imaginaire „ en sorte que p y diffère de 0, tandis que 

 p est nul en tout le reste de l'espace ; nous aurons 



(67) V = i | Bi du),. 



Le champ magnétique se calculera donc comme si deux masses 

 m, m\ situées à la distance r, se repoussaient avec une force 



Dans le vide où, par définition, u = 1, cette force a l'expression 

 donnée par Coulomb, dont il semble ainsi que l'on ait 

 retrouvé la loi; conclusion cependant qu'il ne faut point se hâter 

 d'affirmer, car la déduction précédente est subordonnée à l'hypo- 

 thèse que u a la même valeur au sein des masses aimantées et du 

 milieu interposé, hypothèse inadmissible lorsqu'il s'agit de masses 

 de fer placées dans l'air. 



Ajoutons cette remarque, bien capable de jeter quelque discrédit 

 sur la théorie du magnétisme donnée par Maxwell. Selon la 

 théorie classique, un aimant quelconque renferme toujours autant 

 de fluide magnétique boréal que de fluide magnétique austral; en 

 sorte que la charge magnétique totale qu'il renferme est toujours 

 égale à 0. Cette conclusion n'a plus rien de forcé dans la théorie 

 de Maxwell ; en sorte que, selon cette théorie, il semble possible 

 d'isoler un aimant qui renfermerait uniquement du fluide boréal 

 ou uniquement du fluide austral. 



Les considérations précédentes jouent un grand rôle dans la 

 détermination de la forme qu'il convient d'attribuer à l'énergie 

 magnétique ("). 



Le fluide, animé de mouvements tourbillonnaires qui repré- 

 sentent le champ magnétique, possède une certaine force vive; 

 cette force vive a pour val *ur 



(68) 



E - cJ"m« 3 4-P* + ï 2 ) <*u>, 



