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ducteur. L’action répulsive A r de deux sphères pourra 
s’écrire 
<M>' R 2 R ' 2 
A, = — -f -y (RR') = - j- ? ( RR ')- 
r r 
L’action attractive A a correspondra à la pression 
interne, c’est-à-dire à la tension des fibres que nous 
venons de considérer, et nous pourrons encore écrire, 
dans les mêmes conditions : 
<M>' R 2 R 2 
A a =-— ?'(RR') =-— ? '(RR')- 
Les fonctions 9 (R, R') et 9' (R, R') définissent le 
degré d’imperfection du champ. Mais il est évident que ce 
degré d’imperfection ira en s’atténuant à mesure que l’on 
se rapproche de l’observation théorique qui se réaliserait 
pour des sphères indéfiniment éloignées les unes des 
autres, où, dans notre théorie, le champ tend à devenir de 
plus en plus comparable à un gaz parfait, et où, dans 
l’ancienne théorie, les perturbations résultant de l’inégale 
répartition des fluides à la surface des sphères cessent 
d’être sensibles. Nous disons que dans ces conditions les 
fonctions 9 (R, R') et 9' (R, R') tendent vers une con¬ 
stante; en d’autres termes, les actions tendront à devenir 
proportionnelles au carré des rayons des sphères agissantes 
et ne tendront pas à devenir proportionnelles au simple 
rayon des sphères , ainsi que cela était admis. Ensuite, 
puisque la répartition des éléments qui donnent naissance 
au phénomène électrique n’est pas fonction du rayon de 
courbure, il faut admettre qu’ils sont fixes et non mobiles 
à l’instar d’un fluide, ainsi qu’on le supposait. 
