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C. H. WIND. 



D'autre part^ il résulte de 138): 



En additiounant ces trois dernières équations^ ou trouve 

 €=;.S + r[5«.S] 



quand on pose 



r 1 , 1 11 



Hï77^ + ?+"^-^tJ^^^ 



et 



-^'[(riw+y^' 



98. Nous arrivons ainsi à notre relation C')^ équivalente à C) (voir 

 la note p. 21)_, et il est évident que^ suivant le raisonnement précédent. 

 p et q ou rlp^ doivent être en général des grandeurs complexes. 



Pour un milieu diélectrique dans lequel il n'y a pas d'ions de conduc- 

 tion, les termes qui contiennent vih) devraient disparaître dans les 

 éxpressions de p et r. Dans ce cas^, p deviendrait donc purement imagi- 

 naire et r (et aussi q ou r\p 2) deviendrait réel (voir 21. et 39.). 



Si nous envisageons le cas d'un courant stationnaire comme un cas 

 particulier dans lequel passe celui qui a été traité ici, quand 7'= ce, la 

 relation C) devient applicable à ce cas; de manière que cette équation 

 doit renfermer aussi l'explication du phénomène de Hall. Mais comme 

 on peut poser ici ^ = 0, nous avons simj)lement ^) : 



^) La grandeur (1 + 47r V^jii) peut être appelée la constante diélectrique du 

 milieu; elle représente le rapport de la somme du courant par variation du dépla- 

 cement diélectrique et de celui par mouvement des ions diélectriques au pre- 

 mier terme de cette somme. Elle devient égale à l'unité pour l'étlier, car on a 

 alors ç =r co . 



2) Nous aurions pu, dans ce cas, aboutir plus simplement à la relation en 

 question, en remarquant que, comme b et DJi" sont nuls, (£ = et que, d'après 

 la loi d'Ohm, l'équation de mouvement prend ici la forme 



de sorte que l'on a 



^' = ^ + s' [(£ dl\ , 



ou bien 



? ^ ^ Ci' — f' |(£.9îl. 

 ') Voir Nernst. Zeilschr. f. p/i. Ch. 2, p. G13, 1888. 



149). ') 



...C), 

 . 150) 



..151). 



