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milieu d’étendue finie, il faut, dτ représentant un élément de volume, calculer dans cette étendue, les intégrales :

$\scriptstyle \mathrm {W} _{e}\ =\ \displaystyle \int \scriptstyle {\tfrac {\mathrm {K} h^{2}}{8\pi }}d\tau$,et$\scriptstyle \mathrm {W} _{m}\ =\ \displaystyle \int \scriptstyle {\tfrac {\mu \mathrm {H} ^{2}}{8\pi }}d\tau$.

On déduit facilement de là que, conformément à un résultat bien connu d’électrostatique, le champ électrique entourant notre sphère de charge superficielle e et de rayon a (supposée dans le vide, de pouvoir inducteur K₀ et de perméabilité μ₀) représente au repos une énergie potentielle électrostatique :

$\scriptstyle \mathrm {W} _{0}\ =\ {\tfrac {e^{2}}{2\mathrm {K} _{0}a}}$.

Lorsque la sphère est en mouvement avec une vitesse faible par rapport à celle de la lumière, ce champ électrique reste distribué comme au repos et accompagne la sphère dans son mouvement : celle-ci emporte avec elle sa chevelure de lignes de force radiales symétriquement disposées autour d’elle ; l’énergie électrostatique, constante aussi longtemps que la vitesse reste faible, se déplace ainsi avec la charge.

Mais ce déplacement du champ électrique implique, d’après l’expérience de Rowland, la production d’un champ magnétique entourant le corps électrisé et l’accompagnant aussi dans son mouvement. Ce champ, proportionnel à la vitesse en