REVUE DES QUESTIONS SCIENTIFIQUES 
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le quotient de la force par la masse. On suppose 
ensuite qu'il y ait en un point A de la surface de cette 
sphère un point électrisé dont la charge soit m\ et on 
conclut immédiatement : la force qui agit sur ce point 
, mm' 
ost f = cp //, = -£-r • 
La conclusion, nous semble-t-il, n'est pas immédiate, 
parce que l'introduction de m' dans le champ va trou- 
bler la distribution des lignes de force. C’est l'objection 
déjà rencontrée dans la démonstration de M. Graetz. 
La formule i tt r' 2 K cp = i mu, qui suppose le champ 
absolument symétrique, n’est donc plus applicable en ce 
point où la dissymétrie atteint son maximum. Nous 
trouverons une marche plus satisfaisante dans la 
méthode de M. Bragg, (pii sera exposée tout à l’heure. 
Auparavant, ajoutons encore une réflexion sur la dif- 
ficulté signalée dans les méthodes de Bertrand et de 
Graetz au moment où l'on calcule l’action de masses 
électriques sur un point dont elles sont séparées par un 
trajet accompli successivement à travers une portion 
du conducteur et ensuite dans le diélectrique. 11 est cer- 
tain, nous l'avons dit, que l’action ne peut suivre la 
même loi dans le conducteur et dans le diélectrique. La 
constante diélectrique au moins devrait être différente, 
quand bien même la loi aurait la même forme. Com- 
ment se fait-il alors, se demande M. Pellat, que cette 
hypothèse donne dans le calcul de Bertrand, comme 
d’ailleurs dans tous les cas analogues, le même résultat 
que le raisonnement correct? Les considérations pré- 
cédentes donnent, à notre avis, la clef de cet apparent 
paradoxe. En réalité, les lignes de force ne traversent 
pas les conducteurs, mais elles se recourbent de 
manière à présenter à distance suffisante la même dis- 
tribution que si elles émanaient d’un centre unique. 
Reprenons, par exemple, les deux sphères concen- 
triques, et faisons décroître jusqu’à zéro le rayon de la 
