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@@ -29,7 +29,7 @@ Grâce au théorème de la divergence, il vient :
 
 $`\displaystyle\int_V div\,\overrightarrow{B}~d\tau =\oint_S \overrightarrow{B}\cdot\overrightarrow{dS} = 0`$
 
-$`\displaystyle\oint_S \overrightarrow{B}\cdot\overrightarrow{dS} =  \int_{S_1} \overrightarrow{B}_1 \cdot\overrightarrow{dS}_1 + \int_{S_2} \overrightarrow{B}_2 \cdot\overrightarrow{dS}_2 +\int_{S_lat} \overrightarrow{B} \cdot\overrightarrow{dS}_{lat} `$
+$`\displaystyle\oint_S \overrightarrow{B}\cdot\overrightarrow{dS} =  \int_{S_1} \overrightarrow{B}_1 \cdot\overrightarrow{dS}_1`$$`\; + \int_{S_2} \overrightarrow{B}_2 \cdot\overrightarrow{dS}_2 +`$$`\;\int_{S_lat} \overrightarrow{B} \cdot\overrightarrow{dS}_{lat} `$
 
 En faisant tendre $`d h~\to 0`$, comme le champ magnétique est une fonction bornée, la dernière intégrale (sur la surface latérale du cylindre) tend aussi vers 0. 
 
@@ -47,7 +47,7 @@ La **composante normale de $`\vec{B}`$ est continue** à la traversée de l'inte
 !
 ! Le *vide* étant lui même un *milieu L*inéaire, *H*omogène et *I*sotrope, je retrouve bien la relation de continuité de la composante normale du champ d'induction magnétique  $`\vec{B}`$ à la *traversée d'une nappe de courant dans le vide*, démontrée précédemment :
 !
-! *$`\overrightarrow{n}_{1\to2}\cdot\left(\overrightarrow{B}_2-\overrightarrow{B}_1\right)= B_{2N}-B_{1N}=0`$*
+! *$`\overrightarrow{n}_{1\to2}\cdot\left(\overrightarrow{B}_2-\overrightarrow{B}_1\right)=`$$`\; B_{2N}-B_{1N}=0`$*
 !
 
 
@@ -55,17 +55,17 @@ La **composante normale de $`\vec{B}`$ est continue** à la traversée de l'inte
 
 Grâce au théorème de la divergence, il vient :
 
-$`\displaystyle\int_V div\, ~\overrightarrow{D}~d\tau =\oint_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS} = \int_V \rho_l~d\tau=\int_{S'} \sigma_S~d S`$
+$`\displaystyle\int_V div\, ~\overrightarrow{D}~d\tau =\oint_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS} = `$$`\;\int_V \rho_l~d\tau=\int_{S'} \sigma_S~d S`$
 
 car en faisant tendre $`d h \to 0`$, seule une densité surfacique peut être prise en compte.
 
-$`\displaystyle\oint_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS} =  \int_{S_1} \overrightarrow{D}_1\cdot\overrightarrow{dS}_1 + \int_{S_2} \overrightarrow{D}_2\cdot\overrightarrow{dS}_2 +\int_{S_{lat}} \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}=\int_{S'} \sigma_S~d S`$
+$`\displaystyle\oint_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS} = `$$`\; \int_{S_1} \overrightarrow{D}_1\cdot\overrightarrow{dS}_1 + `$$`\;\int_{S_2} \overrightarrow{D}_2\cdot\overrightarrow{dS}_2 +`$$`\;\int_{S_{lat}} \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}=`$$`\;\int_{S'} \sigma_S~d S`$
 
 En faisant tendre $`d h~\to 0`$, comme l'induction électrique est une fonction bornée, la dernière intégrale (sur la surface latérale du cylindre) tend aussi vers 0. \\
 
 De plus, en écrivant $`d \vec{S}_1=-d S~\vec{n}_{1 \to 2}`$ et $`d \vec{S}_2=d S~\vec{n}_{1 \to 2}`$, il vient:
 
-$`\displaystyle\int_{S_1} \left(\overrightarrow{D}_2-\overrightarrow{D}_1\right)\cdot\overrightarrow{n}_{1\to2}\,dS =\int_{S'} \sigma_S~d S`$
+$`\displaystyle\int_{S_1} \left(\overrightarrow{D}_2-\overrightarrow{D}_1\right)\cdot\overrightarrow{n}_{1\to2}\,dS =`$** **$`\;\int_{S'} \sigma_S~d S`$
 
 et comme $`S_1=S'$ on en déduit :