parois restent remplies. Ces déplacements et variations peuvent être des fonctions continues quelconques du temps ; quand ils ont été choisis, nous connaissons pour chaque instant la position variée des électrons et le champ électrique varié dans l'éther. Le mouvement varié n'est autre chose que la succession de ces états variés, et les nouvelles vitesses des électrons, les valeurs de (Dx)', (Dy)', (Dz)' et les grandeurs
(Dx)' + rho*(vx), etc.,
qu'on peut appeler les composantes du courant varié, se trouvent complètement définies. Entendons ensuite par H le vecteur déterminé par les équations (6) et (7), et calculons la valeur de L pour les deux mouvements par la formule
L = (1/2)*(sum((H^2)*dV)),
où dV est un élément de volume ; nous aurons alors la valeur de delta(L). Pareillement, nous obtiendrons delta(U) en prenant pour les deux mouvements l'intégrale
U = (1/2)*(sum((D^2)*dV)).
On peut démontrer maintenant que l'équation (10) est toujours vraie, pourvu que les déplacements des électrons et les variations de D s'annulent pour t = t(1) et t = t(2). Réciproquement, on peut trouver les équations (8) et les forces (9) en partant de la formule (10).
Il importe de remarquer que, pour arriver à cette équation, il n'est nullement nécessaire de penser à une explication mécanique des phénomènes électromagnétiques, dans laquelle L serait considéré comme l'énergie cinétique, et U comme l'énergie potentielle. Il nous suffit que nous ayons une équation de la même forme que celle qu'on rencontre dans la mécanique ordinaire.
Jusqu'ici nous n'avons parlé ni des particules sans charge, ni des actions non électromagnétiques. On en tiendra compte en comprenant sous le symbole U l'énergie potentielle de ces
