CONSIDERATIONS SUR L'iNDUCTION UNIPOLAIRE, ETC. 343 



On voit que — nous supposons toujours la matière isotrope et les 

 forces électromotrices internes absentes — lorsque et ainsi que 

 {z, K et À, sont donnés en chaque point, toutes les autres quantités ou 

 vecteurs qui entrent dans les formules sont connus, sauf £3 et /: l'ai- 

 mantation / n'est déterminée qu'à un terme de divergence nulle près. 



La surface <r, dans les équations fondamentales, est une surface quel- 



conque de contour s. Par conséquent l'expression — J $\ n dtr doit être 



nulle pour une surface fermée quelconque. Le produit de la divergence 

 de 3v par l'élément de volume est donc supposé constant en chaque 

 point: la seconde équation fondamentale n'est applicable qu'aux aimants 

 permanents. 



Remarquons que Hertz donne à m et à p le nom de „charges vraies", 

 par opposition aux „ charges libres" 



, p s = Div<£ } 

 ( m s = Divfy. 



Je n'introduirai pas ces dernières quantités dans le calcul. Les quan- 

 tités m et p seront simplement appelées charges (par unité de volume). 

 Un morceau de fer doux, placé dans un champ magnétique, ne possède 

 donc pas de charge, et l'aimantation y est nulle. Le cas où un corps, 

 placé dans un champ magnétique, acquiert une aimantation permanente 

 ne peut pas être considéré , tant que la seconde équation fondamentale 

 n'a pas été modifiée. 



§ 3. L'équation (2) peut être modifiée à cet effet de deux manières 

 différentes. On peut d'abord la remplacer par l'équation de Maxwell 



(8) f<£ s rh = -^J% n dr. 



Comme DivSd est toujours nul, l'aimantation I peut varier d'une 

 façon quelconque sans que l'équation (S) cesse d'être applicable. En 

 vertu de l'équation (7), les équations (2) et (8) donnent le même résultat 

 lorsqu'on les applique à des aimants permanents. Maxwell, il est vrai, 

 n'emploie pas l'équation (7); il écrit 



ARCHIVES NÉERLANDAISES, SERIE II, TOME IX. 



