de la chaîne et de tous les corps environnans auxquels cette action peut s’étendre ; d’où l’on conclura, en appliquant ici les principes exposés précédemment (426), que la surface ox doit se charger de fluide résineux aux dépens de la chaîne et des corps voisins, tandis que le fluide vitré, sorti de la combinaison, est repoussé dans un sens contraire au mouvement du premier.
Soit v′ une molécule de fluide vitré, qui s’échappe le long de la chaîne. Soit R la quantité de fluide résineux qui, à cet instant, est répandu sur la surface ox, et V celle de fluide vitré qui appartient à la surface in. La molécule v′ en même temps qu’elle obéit à la force répulsive du fluide V, est sollicitée par l’attraction du fluide R qui tend à la retenir ; et puisque la répulsion de V l’emporte, et que d’ailleurs elle agit de plus loin sur la molécule v′, nous en conclurons que la quantité de fluide vitré contenue dans V est plus grande que la quantité de fluide résineux renfermée dans R, ce qui est plus exact que dans la théorie de Francklin (425), où l’on supposoit les deux surfaces également électrisées, l’une en plus, l’autre en moins.
D’une autre part, les molécules qui composent le fluide R, tendent à se fuir en vertu de leur force répulsive mutuelle. Mais cette force est balancée par l’attraction des molécules du fluide V, qui regagnent, par l’avantage du nombre, ce qu’elles perdent encore ici du côté de la distance. Ces dernières molécules sont de même sollicitées à s’écarter, en se repoussant mutuellement, et cette force ne peut être entièrement vaincue par l’attraction du fluide R, dont la quantité est moindre, et qui agit de plus loin que la répulsion
