Remarques sur la mécanique générale et la mécanique électrique

(1)

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Submitted on 1 Jan 1903

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Remarques sur la mécanique générale et la mécanique électrique

P. Duhem

To cite this version:

P. Duhem. Remarques sur la mécanique générale et la mécanique électrique. J. Phys. Theor. Appl.,

1903, 2 (1), pp.686-689. �10.1051/jphystap:019030020068601�. �jpa-00240817�

(2)

686 lement positive, quel que soit le ^mouvement de la charge, ^résultat surprenant ^au premier abord, ^car ^le phénomène ^étudié ^{est réver-}

sible.

Un examen rapide ^suffit ^à ^montrer que l’irréversibilité ^a ^été intro- duite par les conditions initiales : à l’origine ^des temps, ^on suppo- sait tout au repos, ^sans onde électromagnétique ^venant de l’extérieur.

S’il n’en était pas ainsi, ^on pourrait ^donner ^à ^la charge ^un ^mouve-

ment tel qu’elle ^absorbât l’énergie transmise par l’onde ^venant de

l’extérieur, ^et le résultat primitif ^ne subsisterait plus. ^On conçoit que les phénomènes irréversibles de la thermodynamique, ^{où il y} ^{a non}

pas disparition, ^mais dissipation ^de l’énergie, pourraient s’expliquer

de même par des conditions initiales appropriées, ayant ^un ^caractère

très général ( ~ ) .

3 juin ^1903.

REMARQUES ^SUR ^LA MÉCANIQUE ^GÉNÉRALE ^{ET LA} MÉCANIQUE ÉLECTRIQUE ;

Par M. P. DUHEM.

Les résultats fondamentaux auxquels ^M. Bouty ^est parvenu dans

ses recherches « sur la cohésion diélectrique ^des ^gaz (2) ^» ^me suggèrent

entre la Mécanique générale ^et ^la Mécanique électrique quelques rapprochements que je ^voudrais ^soumettre ^aux lecteurs du Journal de Physique..

Prenons d’abord un système ^soumis ^aux ^lois ^{de la} Mécanique générale ^fondée ^sur ^la Thermodynamique ; pour mettre notre pen- sée en évidence sans recourir à de longues ^formules, supposons que

ce système dépende seulement de la température ^absolue ^et ^d’une

variable normale x. Ce système est ^soumis ^à ^une action extérieure X e ;

.... , A ,

SI i est ^le potentiel interne, ^la quantité _x peut ^être ^nommée l’action intérieure; ^la ^somme peut ^être regardée ^comme

l’action réelle totales qui sollicite le système.

Si, pour écrire l’équation ^du ^mouvement ^de ^ce système, ^on ^faisait

usage du seul principe ^de d’Alembert, ^on obtiendrait l’équation

(1) Voir aussi SELIGlBIANN-LuI, ^loc. cit., ~ ^{XI et XII.}

{2) ^E. BOUTY, ^{SUl’ la} ^cohésion diélecl1’ique des gaz, voir ^ce vol., p. 401.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019030020068601

(3)

687 X + ^{J =} ^o, ^{où J} désigne ^l’action ^d’inertie ^relative ^à la variable x.

Les recherches de lord Rayleigh, ^de ^lord ^Kelvin ^et ^{de Ni.} Tait, ^de Helmholtz, plus ^récemment ^les recherches de M. Ladislas Natanson et les nôtres, ^ont ^mis ^hors ^de ^doute ^cette ^{vérité :} ^Le principe ^de

d’Alembert ne suffit pas ^à ^mettre ^en équations ^le problème ^{de la} dyna- mique; ^à l’équation précédente, ^on ^doit substituer l’équation

f ^étant ^l’action de viscosité.

Nous avons proposé (1) ^de regarder ^à ^son tour cette équation (i)

comme insuffisante à représenter toute sorte de mouvement et de lui substituer cette autre :

= 11 _{_} est la vitesse relative à la variable x; où 1 x’ 1 ^est ^la

valeur absolue de cette quantité, êt ôù ^F êst ^l’action ^de frottement.

Cette équation (2) équivaut ^à ^deux équations distinctes, ^{dont l’une}

doit être employée lorsque x’ êst positif, êt ^l’autre lorsque x’ êst négatif. Îl peut ^se faire, d’ailleurs, que ⁿⁱ l’une ni l’autre de ^ces équa-

tions ne soit acceptable ; ^cela â ^lieu lorsque ^X êst compris êntre

^-

^F

et -~--~ F ; il y ^a ^alors équilibre, ^tandis qu’en l’absence du frottement

l’équilibre exigerait ^{que l’on} ^{eût X =} ^o.

-

Cette formule (2) ^embrasse ^un nombre considérable de phénomènes.

Dans le domaine du xnouvement local, elle condense les lois du frot- tement de glissement, ^de roulement, ^de pivotement ^entre corps solides (2), du frottement des liquides ^sur les solides et des liquides

entre eux (3).

Appliquée ^à ^la mécanique ^des changements ^d’état, elle formule les lois des faux équilibres chimiques (1), qui systématisent ^un

(1) ^P. DURE)I, Théorie thel’modyn0153inique ^{de la} viscosité, ^du frottement ^{et des} faux équilibres chirniques (Jvlé1noÏJ’es de la Société des Sciences de Bordeaux,

5e série, ^t. II, 1896).

^-

Traité élémentaite de Mécanique cfaimigue, ^t. 1, ^{liv. il.}

(2) ^Théorie thermodyna1nique... et Recherches sur l’hydrodynamique, ^4c partie (Annales de la Faculté des Sciences de Toulouse, 1903).

(3) R.echerches ^sur l’hydrodynamique, ^4, partie (Annales ^de la Faculté des Sciences de Toutouse, 1903).

F (4) ^Théoiie the1’modyna1nique...; - Traité élémentaire de mécanique chimique,

t. II, ^liv. lI;

^-

Thermodynamique ^et Chimie; Leçons élé1nentaÍ1’es à l’usage ^des

chimistes, XVIIIe, ^XIXe ^et ^XXc leçons.

(4)

688 nombre immense d’observations. D’ailleurs, ^nous ^avons signalé, depuis longtemps déjà (~), l’existence de faux équilibres analogues

dans des changements ^d’état purement physiques, tels que la vapo-

risation ; plus ^récemment (2), nous avons proposé d’interpréter ^au

moyen de tels faux équilibres ^certaines ^vues ^{de M.} ^Tammann

touchant la fusion; M. Tammann (3) ^a adopté ^notre manière de voir

sur ce point ^et l’a corroborée en mettant en évidence une large région

de faux équilibres dans la transformation l’une en l’autre des deux variétés cristallines du phénol.

On ne saurait donc méconnaitre le rôle essentiel de l’équation (2),

tant dans la Mécanique ^du ^mouvement local que dans ^la Mécanique

des changements d’état. Venons maintenant à la Mécanique électrique.

En tout point d’un milieu conducteur, ^on admet, ^en général, que l’on a :

,

X étant la composante parallèle ^à ^{0~ du} champ statique ; E~" ^la composante ^du champ électromoteur d’induction;

2~c, la composante ^du flux ;

^_

Enfin _p, la résistance spécifique.

L’analogie de - ~u ^{avec une} action de viscosité a été remarquée ^de- puis plusieurs années, ^notamment par Helmholtz ^et par Ladislas

Natanson ; quant âux rapprochements que l’on peut ^faire êntre E~ êt

une action d’inertie, ôn ^sait qu’ils jouent ûn ^rôle essentiel dans les théories de Maxyvell. L’analogie êntre l’équation (1) ^{de la} Mécanique générale êt l’équation (,*I) ^{de la} Mécanique électrique n’est donc pas douteuse.

Dès lors, ^il ^est naturel de penser que ^ces deux équations ^doivent

être complétées ^{de la} ^même manière ; que l’équation générale ^{de la} Mécanique électrique

^-

^en supposant, pour simplifier, que le flux ^et les divers champs ^{sont tous} dirigés ^suivant Ox - est, ^non pas l’équa-

tion (3), ^mais l’équation

(t) ^Voir les trois écrits précédents.

(2) ^{Sur la} fusion ^et la cristallisation et SU1’ la de lU. Tammann (A1’-

chives néeJ’landaisesdes Sciences exactes et natul’elles, ^2e série, p. 93, ^t. Vl ; 1901).

(3) ^G. ^Das Zustandsdiagraïnm ^des ^Phenols (D¡’ude’s Annalen, ^t. IX,

p. 2~9 ; 1902).

(5)

689 où m serait une quantité positive, ^le frottement électriques. ^Cette équa-

tion équivaudrait ^à ^deux équations : l’équation

°

vraie lorsque û êst positif, êt l’équation

réservée au cas où u est négatif. Toutes les fois que l’on aurait

on n’aurait plus ^affaire ⁿⁱ ^à l’équation (5), ⁿⁱ ^à l’équation (5 bis) ; ^il

y aurait équilibre électrique; ^cet équilibre dépendrait donc d’une loi

analogue ^à ^celle qui régit ^les équilibres ^dus ^au frottement et les faux équilibres chimiques.

Les corps conducteurs proprement dits seraient ceux pour les-

quels m êst toujours ^nul ôu ^très petit; ên ^ces corps, ôn n’observerait que des ^états de véritable équilibre électriqie ; âu contraire, ^{selon les}

recherches de M. Bouty, les gaz seraient des milieux ^{où (D} pourrait prendre ^une valeur notable et où l’on pourrait, par conséquent, ^ob-

,

server des états de faux équilibre électrique. ^Ainsi seraient rendus

plus intimes les rapprochements ^entre ^la Mécanique générale ^et ^la Mécanique électrique.

SUR UN GALVANOMÈTRE ENREGISTREUR ET UN CONTACT TOURNANT,

ET SUR LEUR EMPLOI AU TRACÉ DES COURBES DE COURANTS ALTERNATIFS;

Par M. J. CARPENTIER (1).

L’un des deux instruments que je ^mets aujourd’hui ^sous les yeux de la Société de Physique ^est ^un galvanomètre enregistreur, présen-

tant quelques dispositifs ^nouveaux, propres ^à faciliter et à étendre les applications auxquelles ^se prêtent ^de semblables appareils.

Ce galvanomètre ^est du genre Deprez-d’Arsonval ; ^son ^cadre mobile, disposé horizontalement, porte ^deux aiguilles pendantes :

(1) Communication faite à la Société française ^de Physique : ^{Séance du}

1,, mai 1903.

Remarques sur la mécanique générale et la mécanique électrique

HAL Id: jpa-00240817

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00240817

Submitted on 1 Jan 1903

HAL is a multi-disciplinary open access archive for the deposit and dissemination of sci- entific research documents, whether they are pub- lished or not. The documents may come from teaching and research institutions in France or abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est destinée au dépôt et à la diffusion de documents scientifiques de niveau recherche, publiés ou non, émanant des établissements d’enseignement et de recherche français ou étrangers, des laboratoires publics ou privés.

Remarques sur la mécanique générale et la mécanique électrique

P. Duhem

To cite this version:

P. Duhem. Remarques sur la mécanique générale et la mécanique électrique. J. Phys. Theor. Appl.,

1903, 2 (1), pp.686-689. �10.1051/jphystap:019030020068601�. �jpa-00240817�

686

lement positive, quel que soit le mouvement de la charge, résultat surprenant au premier abord, car le phénomène étudié est réver-

sible.

Un examen rapide suffit à montrer que l’irréversibilité a été intro- duite par les conditions initiales : à l’origine des temps, on suppo- sait tout au repos, sans onde électromagnétique venant de l’extérieur.

S’il n’en était pas ainsi, on pourrait donner à la charge un mouve-

ment tel qu’elle absorbât l’énergie transmise par l’onde venant de

l’extérieur, et le résultat primitif ne subsisterait plus. On conçoit que les phénomènes irréversibles de la thermodynamique, où il y a non

pas disparition, mais dissipation de l’énergie, pourraient s’expliquer

de même par des conditions initiales appropriées, ayant un caractère

très général ( ~ ) .

3 juin 1903.

REMARQUES SUR LA MÉCANIQUE GÉNÉRALE ET LA MÉCANIQUE ÉLECTRIQUE ;

Par M. P. DUHEM.

Les résultats fondamentaux auxquels M. Bouty est parvenu dans

ses recherches « sur la cohésion diélectrique des gaz (2) » me suggèrent

entre la Mécanique générale et la Mécanique électrique quelques rapprochements que je voudrais soumettre aux lecteurs du Journal de Physique..

Prenons d’abord un système soumis aux lois de la Mécanique générale fondée sur la Thermodynamique ; pour mettre notre pen- sée en évidence sans recourir à de longues formules, supposons que

ce système dépende seulement de la température absolue et d’une

variable normale x. Ce système est soumis à une action extérieure X e ;

.... , A ,

SI i est le potentiel interne, la quantité x peut être nommée l’action intérieure; la somme peut être regardée comme

l’action réelle totales qui sollicite le système.

Si, pour écrire l’équation du mouvement de ce système, on faisait

usage du seul principe de d’Alembert, on obtiendrait l’équation

(1) Voir aussi SELIGlBIANN-LuI, loc. cit., ~ XI et XII.

{2) E. BOUTY, SUl’ la cohésion diélecl1’ique des gaz, voir ce vol., p. 401.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019030020068601

687

X + J = o, où J désigne l’action d’inertie relative à la variable x.

Les recherches de lord Rayleigh, de lord Kelvin et de Ni. Tait, de Helmholtz, plus récemment les recherches de M. Ladislas Natanson et les nôtres, ont mis hors de doute cette vérité : Le principe de

d’Alembert ne suffit pas à mettre en équations le problème de la dyna- mique; à l’équation précédente, on doit substituer l’équation

f étant l’action de viscosité.

Nous avons proposé (1) de regarder à son tour cette équation (i)

comme insuffisante à représenter toute sorte de mouvement et de lui substituer cette autre :

= 11 _ est la vitesse relative à la variable x; où 1 x’ 1 est la

valeur absolue de cette quantité, et où F est l’action de frottement.

Cette équation (2) équivaut à deux équations distinctes, dont l’une

doit être employée lorsque x’ est positif, et l’autre lorsque x’ est négatif. Il peut se faire, d’ailleurs, que ni l’une ni l’autre de ces équa-

tions ne soit acceptable ; cela a lieu lorsque X est compris entre

F

et -~--~ F ; il y a alors équilibre, tandis qu’en l’absence du frottement

l’équilibre exigerait que l’on eût X = o.

Cette formule (2) embrasse un nombre considérable de phénomènes.

Dans le domaine du xnouvement local, elle condense les lois du frot- tement de glissement, de roulement, de pivotement entre corps solides (2), du frottement des liquides sur les solides et des liquides

entre eux (3).

Appliquée à la mécanique des changements d’état, elle formule les lois des faux équilibres chimiques (1), qui systématisent un

(1) P. DURE)I, Théorie thel’modyn0153inique de la viscosité, du frottement et des faux équilibres chirniques (Jvlé1noÏJ’es de la Société des Sciences de Bordeaux,

5e série, t. II, 1896).

Traité élémentaite de Mécanique cfaimigue, t. 1, liv. il.

(2) Théorie thermodyna1nique... et Recherches sur l’hydrodynamique, 4c partie (Annales de la Faculté des Sciences de Toulouse, 1903).

(3) R.echerches sur l’hydrodynamique, 4, partie (Annales de la Faculté des Sciences de Toutouse, 1903).

F (4) Théoiie the1’modyna1nique...; - Traité élémentaire de mécanique chimique,

t. II, liv. lI;

Thermodynamique et Chimie; Leçons élé1nentaÍ1’es à l’usage des

chimistes, XVIIIe, XIXe et XXc leçons.

688

nombre immense d’observations. D’ailleurs, nous avons signalé, depuis longtemps déjà (~), l’existence de faux équilibres analogues

dans des changements d’état purement physiques, tels que la vapo-

risation ; plus récemment (2), nous avons proposé d’interpréter au

moyen de tels faux équilibres certaines vues de M. Tammann

touchant la fusion; M. Tammann (3) a adopté notre manière de voir

sur ce point et l’a corroborée en mettant en évidence une large région

de faux équilibres dans la transformation l’une en l’autre des deux variétés cristallines du phénol.

On ne saurait donc méconnaitre le rôle essentiel de l’équation (2),

tant dans la Mécanique du mouvement local que dans la Mécanique

des changements d’état. Venons maintenant à la Mécanique électrique.

En tout point d’un milieu conducteur, on admet, en général, que l’on a :

X étant la composante parallèle à 0~ du champ statique ; E~" la composante du champ électromoteur d’induction;

2~c, la composante du flux ;

lement positive, quel que soit le ^mouvement de la charge, ^résultat surprenant ^au premier abord, ^car ^le phénomène ^étudié ^{est réver-}

Un examen rapide ^suffit ^à ^montrer que l’irréversibilité ^a ^été intro- duite par les conditions initiales : à l’origine ^des temps, ^on suppo- sait tout au repos, ^sans onde électromagnétique ^venant de l’extérieur.

S’il n’en était pas ainsi, ^on pourrait ^donner ^à ^la charge ^un ^mouve-

ment tel qu’elle ^absorbât l’énergie transmise par l’onde ^venant de

l’extérieur, ^et le résultat primitif ^ne subsisterait plus. ^On conçoit que les phénomènes irréversibles de la thermodynamique, ^{où il y} ^{a non}

pas disparition, ^mais dissipation ^de l’énergie, pourraient s’expliquer

de même par des conditions initiales appropriées, ayant ^un ^caractère

3 juin ^1903.

REMARQUES ^SUR ^LA MÉCANIQUE ^GÉNÉRALE ^{ET LA} MÉCANIQUE ÉLECTRIQUE ;

Les résultats fondamentaux auxquels ^M. Bouty ^est parvenu dans

ses recherches « sur la cohésion diélectrique ^des ^gaz (2) ^» ^me suggèrent

entre la Mécanique générale ^et ^la Mécanique électrique quelques rapprochements que je ^voudrais ^soumettre ^aux lecteurs du Journal de Physique..

Prenons d’abord un système ^soumis ^aux ^lois ^{de la} Mécanique générale ^fondée ^sur ^la Thermodynamique ; pour mettre notre pen- sée en évidence sans recourir à de longues ^formules, supposons que

ce système dépende seulement de la température ^absolue ^et ^d’une

variable normale x. Ce système est ^soumis ^à ^une action extérieure X e ;

SI i est ^le potentiel interne, ^la quantité _x peut ^être ^nommée l’action intérieure; ^la ^somme peut ^être regardée ^comme

Si, pour écrire l’équation ^du ^mouvement ^de ^ce système, ^on ^faisait

usage du seul principe ^de d’Alembert, ^on obtiendrait l’équation

(1) Voir aussi SELIGlBIANN-LuI, ^loc. cit., ~ ^{XI et XII.}

{2) ^E. BOUTY, ^{SUl’ la} ^cohésion diélecl1’ique des gaz, voir ^ce vol., p. 401.

X + ^{J =} ^o, ^{où J} désigne ^l’action ^d’inertie ^relative ^à la variable x.

Les recherches de lord Rayleigh, ^de ^lord ^Kelvin ^et ^{de Ni.} Tait, ^de Helmholtz, plus ^récemment ^les recherches de M. Ladislas Natanson et les nôtres, ^ont ^mis ^hors ^de ^doute ^cette ^{vérité :} ^Le principe ^de

d’Alembert ne suffit pas ^à ^mettre ^en équations ^le problème ^{de la} dyna- mique; ^à l’équation précédente, ^on ^doit substituer l’équation

f ^étant ^l’action de viscosité.

Nous avons proposé (1) ^de regarder ^à ^son tour cette équation (i)

= 11 _{_} est la vitesse relative à la variable x; où 1 x’ 1 ^est ^la

valeur absolue de cette quantité, êt ôù ^F êst ^l’action ^de frottement.

Cette équation (2) équivaut ^à ^deux équations distinctes, ^{dont l’une}

doit être employée lorsque x’ êst positif, êt ^l’autre lorsque x’ êst négatif. Îl peut ^se faire, d’ailleurs, que ⁿⁱ l’une ni l’autre de ^ces équa-

tions ne soit acceptable ; ^cela â ^lieu lorsque ^X êst compris êntre

^F

et -~--~ F ; il y ^a ^alors équilibre, ^tandis qu’en l’absence du frottement

l’équilibre exigerait ^{que l’on} ^{eût X =} ^o.

Cette formule (2) ^embrasse ^un nombre considérable de phénomènes.

Dans le domaine du xnouvement local, elle condense les lois du frot- tement de glissement, ^de roulement, ^de pivotement ^entre corps solides (2), du frottement des liquides ^sur les solides et des liquides

Appliquée ^à ^la mécanique ^des changements ^d’état, elle formule les lois des faux équilibres chimiques (1), qui systématisent ^un

(1) ^P. DURE)I, Théorie thel’modyn0153inique ^{de la} viscosité, ^du frottement ^{et des} faux équilibres chirniques (Jvlé1noÏJ’es de la Société des Sciences de Bordeaux,

5e série, ^t. II, 1896).

Traité élémentaite de Mécanique cfaimigue, ^t. 1, ^{liv. il.}

(2) ^Théorie thermodyna1nique... et Recherches sur l’hydrodynamique, ^4c partie (Annales de la Faculté des Sciences de Toulouse, 1903).

(3) R.echerches ^sur l’hydrodynamique, ^4, partie (Annales ^de la Faculté des Sciences de Toutouse, 1903).

F (4) ^Théoiie the1’modyna1nique...; - Traité élémentaire de mécanique chimique,

t. II, ^liv. lI;

Thermodynamique ^et Chimie; Leçons élé1nentaÍ1’es à l’usage ^des

chimistes, XVIIIe, ^XIXe ^et ^XXc leçons.

nombre immense d’observations. D’ailleurs, ^nous ^avons signalé, depuis longtemps déjà (~), l’existence de faux équilibres analogues

dans des changements ^d’état purement physiques, tels que la vapo-

risation ; plus ^récemment (2), nous avons proposé d’interpréter ^au

moyen de tels faux équilibres ^certaines ^vues ^{de M.} ^Tammann

touchant la fusion; M. Tammann (3) ^a adopté ^notre manière de voir

sur ce point ^et l’a corroborée en mettant en évidence une large région

tant dans la Mécanique ^du ^mouvement local que dans ^la Mécanique

En tout point d’un milieu conducteur, ^on admet, ^en général, que l’on a :

X étant la composante parallèle ^à ^{0~ du} champ statique ; E~" ^la composante ^du champ électromoteur d’induction;

2~c, la composante ^du flux ;

Enfin _p, la résistance spécifique.

L’analogie de - ~u ^{avec une} action de viscosité a été remarquée ^de- puis plusieurs années, ^notamment par Helmholtz ^et par Ladislas

Natanson ; quant âux rapprochements que l’on peut ^faire êntre E~ êt

une action d’inertie, ôn ^sait qu’ils jouent ûn ^rôle essentiel dans les théories de Maxyvell. L’analogie êntre l’équation (1) ^{de la} Mécanique générale êt l’équation (,*I) ^{de la} Mécanique électrique n’est donc pas douteuse.

Dès lors, ^il ^est naturel de penser que ^ces deux équations ^doivent

être complétées ^{de la} ^même manière ; que l’équation générale ^{de la} Mécanique électrique

^en supposant, pour simplifier, que le flux ^et les divers champs ^{sont tous} dirigés ^suivant Ox - est, ^non pas l’équa-

tion (3), ^mais l’équation

(t) ^Voir les trois écrits précédents.

(2) ^{Sur la} fusion ^et la cristallisation et SU1’ la de lU. Tammann (A1’-

chives néeJ’landaisesdes Sciences exactes et natul’elles, ^2e série, p. 93, ^t. Vl ; 1901).

(3) ^G. ^Das Zustandsdiagraïnm ^des ^Phenols (D¡’ude’s Annalen, ^t. IX,

689 où m serait une quantité positive, ^le frottement électriques. ^Cette équa-

tion équivaudrait ^à ^deux équations : l’équation

vraie lorsque û êst positif, êt l’équation

on n’aurait plus ^affaire ⁿⁱ ^à l’équation (5), ⁿⁱ ^à l’équation (5 bis) ; ^il

y aurait équilibre électrique; ^cet équilibre dépendrait donc d’une loi

analogue ^à ^celle qui régit ^les équilibres ^dus ^au frottement et les faux équilibres chimiques.

quels m êst toujours ^nul ôu ^très petit; ên ^ces corps, ôn n’observerait que des ^états de véritable équilibre électriqie ; âu contraire, ^{selon les}

recherches de M. Bouty, les gaz seraient des milieux ^{où (D} pourrait prendre ^une valeur notable et où l’on pourrait, par conséquent, ^ob-

server des états de faux équilibre électrique. ^Ainsi seraient rendus

plus intimes les rapprochements ^entre ^la Mécanique générale ^et ^la Mécanique électrique.

L’un des deux instruments que je ^mets aujourd’hui ^sous les yeux de la Société de Physique ^est ^un galvanomètre enregistreur, présen-

tant quelques dispositifs ^nouveaux, propres ^à faciliter et à étendre les applications auxquelles ^se prêtent ^de semblables appareils.

Ce galvanomètre ^est du genre Deprez-d’Arsonval ; ^son ^cadre mobile, disposé horizontalement, porte ^deux aiguilles pendantes :