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H. A. LORENTZ 



résulte directement de cette circonstance, que Ton peut considérer (35) 

 comme la différence de deux intégrales dont la première, pour des 

 températures données des contacts, est déterminée par la nature du pre- 

 mier métal, et l'autre par la nature du deuxième. Indiquons un 

 troisième métal par III, et soient Fin, Fii.nu Fini les forces élec- 

 tromotrices qui agissent clans des circuits constitués par les métaux 

 indiqués par les indices, et où les contacts sont maintenus aux tempé- 

 ratures T' et T" (nous choisissons comme direction positive celle qui, 

 au point de contact à la température T\ va du métal indiqué en pre- 

 mier lieu vers T autre); nous trouvons alors facilement que 



^/,// + ^//,//i + ^///,/=0. (47) 



À proprement parler la démonstration de cette règle était super- 

 flue, puisqu'elle résulte de la théorie thermodynamique et que nous 

 venons de faire voir que nos résultats concordent avec ceux de cette 

 théorie. 



15. Dans tout ce qui précède, nous avons supposé que les métaux 

 ne contenaient qu"W<? seule espèce d'électrons libres. Et en effet la con- 

 clusion, tirée de nombreuses observations faites dans un autre domaine 

 de recherches, que les électrons à charge négative possèdent un degré 

 de mobilité beaucoup plus grand que les positifs, nous engage à exami- 

 ner en premier lieu ce qu'on peut faire avec une théorie qui admet 

 l'existence exclusive d'électrons négatifs libres. 



À cet égard, la grandeur absolue de la force électromotrice F attire 

 tout d'abord l'attention. Si nous supposons que T' et T" diffèrent de 

 un degré et que nous faisons abstraction de la variabilité de Ni et Nu 

 dans un intervalle de températures aussi petit, nous pouvons mettre 

 (35) sous la forme 



JP 2 * 7 Nl1 



La valeur du coefficient dans le second membre peut être calculée 

 à l'aide de ce que nous avons déduit au § 9 de l'équivalent électro- 



