La Gravifique de Weyl-Eddington-Einstein. 
il 
Le 

minfirmerait pas les conséquences que nous tirerons de la 
relation (110). 
L'identification, à un facteur près, du potentiel vecteur géné- 
ralisé F, et du courant électrique généralisé 1, conduit à des 
‘conséquences incompatibles avec les équations classiques de 
Maxwell. Remarquons que si B' est différent de zéro, le courant 
ne pourra s'annuler qu'aux points où le potentiel F, est 
nul; autrement dit, aux points où uw n’y a pas d'électricité, le 
champ électromagnétique devrait s’annuler. Voici comment 
Weyl (‘) interprète ce résultat paradoxal : « De même que dans 
la théorie de Maxwell, l’éther est le siège de l’énergie et de la 
masse, de même d’après notre théorie nous trouvons qu'il existe 
dans l’univers une charge électrique répartie suivant une distri- 
‘bution raréfiée (avec courant) ». 
A.-S. Eddington interprète la relation (110) de la même 
manière ("*). 
Il est important de remarquer, avec Einstein, que la constante 
(BL devra être trés petite : sinon, à cause de (110), il ne pourrait 
‘exister de champ électrique dans les régions pratiquement 
dépourvues d'électricité. 
Substituons (110) dans (108); d'où 
2 1 È " 
| Ras dl A'Qag = — x (- Fes ô + À Gas > HART + B'EF :) (EE) 
b 

Remarquons que si le second membre de (111) est nul, on 
retrouve les équations bien connues du champ gravifique aux 
points où le tenseur phénoménal est nul. Remarquons aussi que 
Ssile terme en B! est négligeable, on retrouve les équations du 
champ gravifique électromagnétique pur aux points dépourvus 
d'électricité. Enfin, remarquons, avec Einstein, que les équations 


. À) H. WEyL, Temps, Espace, Matière. Paris, 1922. Voir p. 261. 
. <) A.-S. EppiN@Ton, The mathematical Theory of Relativity. Cambridge, 1923, 
pp. 211 et 249. | 
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