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culaires, par des compressions dont les valeurs sont pourtant 
les mêmes. 
Il paraît donc que les formules (79) résolvent la question, 
mais il n'en est pas ainsi. Dans un milieu élastique, auquel les 
équations de la théorie d'élasticité sont applicables, les efforts 
résultant de petits déplacements sont des fonctions linéaires 
des composantes de la déformation qui, dans ce cas, représente 
le déplacement électrique de Maxwell, il en résulte que les 
efforts devraient dépendre linéairement des charges, ce qui est 
contredit par l'expérience. En doublant les charges, les forces 
seront quadruplées. 
Maxwell lui-même se rendait parfaitement compte que cette 
théorie n'est pas parfaite. « 11 faut se souvenir, dit-il (*), que 
nous n'avons fait qu'un seul pas dans la théorie des actions 
transmises à dislance. Mous avons supposé que ce milieu est 
dans un état de tension, mais nous n'avons en aucune façon 
rendu compte de cette tension, ni expliqué comment elle se 
maintient... Je n'ai pas réussi à faire le second pas, à 
rendre compte, par des considérations mécaniques, de ces 
tensions du diélectrique. » 
L'analyse approfondie qu'en ont fait Poincaré (**) et 
Duhem {***) a fait voir en effet de notables incohérences dans 
cette théorie. 
Le système (79) n'est qu'un, d'une infinité d'autres solutions 
possibles, de sorte que les efforts ainsi déterminés contiennent 
une large part d'arbitraire. Drude (^^) a remarqué qu'on ne 
peut déterminer de tension sur une surface dS que lorsqu'on 
connaît la variation de l'énergie potentielle provoquée par un 
déplacement de chaque élément dS. Or, cette variation n'est 
connue que lorsque dS possède une charge. Tous les calculs 
(*) J. C. Maxwell, Traité, t. I, p. 174. 
(**) H. PoiNCARÉ, Électricité et optique. 
{***) P. Duhem, Leçons sur électricité et magnétisme, t. II ; Lienard, La 
lumière électrique, t. LU. pp. 7, 67. 1894. 
(iv) 0. Drude-Kônig, Physik des Aethers, Stuttgart, 1912, p. 109. 
