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quantité donnée M, de sorte que et cette valeur moyenne sera d'autant plus voisine de zéro que l'intervalle de temps ti — t0 sera plus grand. Si au commencement et a la fin le champ est nul. ou a la même valeur, la valeur moyenne de la résultante X sera même rigoureusement nulle. 351. — Mais il est facile de voir que cet argument de M. Lié- nard en faveur de la théorie de Lorentz n'est pas suffisant. Désignons, en effet, par A l'abscisse du centre d'e gravité de la particule et par M sa masse ; on a alors et on voit que quand la perturbation sera terminée le centre de gravité de la particule aura subi une impulsion finie ; la valeur de cette impulsion est représentée par 1 accroissement de I (h—g)d. KJ Rappelons-nous, d'autre part, le théorème de Poynting(1) : considérons une perturbation qui se produise en un point quel- conque ; ce point sera un centre d'émanation d'énergie dans tou- tes les directions, et évaluons la quantité d'énergie qui traverse une surface donnée. D'après le théorème de Poynting, cette énergie est représentée par le produit de la surface en question par le vecteur radiant dont les composantes sont représentées par (h— g), ( f—h), (g—(f), de sorte que la quantité d'é- nergie qui traverse l'élément de surface d perpendiculaire a l'axe des x est représentée par, Voyons alors ce qui va se passer si on considère une perturba- tion se propageant de gauche à droite par exemple ; la perturba- (1) H. POIXCARÉ, Oscillations électriques, p. 27, G. Carré et G. Naud, éditeurs.