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@@ -76,7 +76,9 @@ $`\displaystyle\int_V div\, ~\overrightarrow{D}~d\tau =\oint_S \overrightarrow{D
 
 car en faisant tendre $`d h \to 0`$, seule une densité surfacique peut être prise en compte.
 
-$`\displaystyle\oint_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS} =  \int_{S_1} \overrightarrow{D}_1\cdot\overrightarrow{dS}_1 + \int_{S_2} \overrightarrow{D}_2\cdot\overrightarrow{dS}_2 +\int_{S_{lat}} \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}=\int_{S'} \sigma_S~d S`$
+$`\displaystyle\oint_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}`$
+$` \quad =  \int_{S_1} \overrightarrow{D}_1\cdot\overrightarrow{dS}_1 + \int_{S_2} \overrightarrow{D}_2\cdot\overrightarrow{dS}_2 +\int_{S_{lat}} \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}`$
+$`\quad =\int_{S'} \sigma_S~d S`$
 
 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. \\
 
@@ -171,7 +173,8 @@ La **composante tangentielle de $`\vec{E}`$ est continue** à la traversée de l
 
 Grâce au théorème du rotationnel, il vient :
 
-$`\displaystyle\int_S \overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{H}\cdot\overrightarrow{dS}=\oint_{\mathcal{C}} \overrightarrow{H}\cdot\overrightarrow{dl} =\int_S \overrightarrow{j_{libre}}\cdot\overrightarrow{dS}+\dfrac{\partial}{\partial t}\int_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}`$
+$`\displaystyle\int_S \overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{H}\cdot\overrightarrow{dS}\quad=\oint_{\mathcal{C}} \overrightarrow{H}\cdot\overrightarrow{dl}`$
+$`\quad =\int_S \overrightarrow{j_{libre}}\cdot\overrightarrow{dS}+\dfrac{\partial}{\partial t}\int_S \overrightarrow{D}\cdot\overrightarrow{dS}`$
 
 
 En faisant tendre $`d h~\to 0`$, comme l'induction électrique est une fonction bornée, l'intégrale du flux de $`\vec{D}`$ au travers de la surface $`(S)`$ tend vers 0. 
@@ -184,7 +187,8 @@ En faisant tendre $`d h~\to 0`$, et comme le vecteur d'excitation magnétique es
 
 De plus, en écrivant $`\vec{AB}=-\vec{CD}`$, il vient:
 
-$`\displaystyle \left( \overrightarrow{H}_1 - \overrightarrow{H}_2 \right) \cdot \overrightarrow{dl} = \overrightarrow{j_{libre}} \cdot \overrightarrow{dS} = d I = \overrightarrow{j_S}_{libre} \cdot \left( \overrightarrow{dl} \wedge \overrightarrow{n}_{1 \to 2} \right) `$ , pour tout $`\overrightarrow{dl}~//~(\mathcal{P})`$
+$`\displaystyle \left( \overrightarrow{H}_1 - \overrightarrow{H}_2 \right) \cdot \overrightarrow{dl} = \quad \overrightarrow{j_{libre}} \cdot \overrightarrow{dS}`$
+$`\quad= d I = \overrightarrow{j_S}_{libre} \cdot \left( \overrightarrow{dl} \wedge \overrightarrow{n}_{1 \to 2} \right) `$ , pour tout $`\overrightarrow{dl}~//~(\mathcal{P})`$
 
 On en déduit :
 
@@ -317,7 +321,9 @@ avec les mêmes relations valables en réél, et comme $`\vec{E}_r^0=-\vec{E}_i^
 
 * Le champ magnétique total régnant dans le milieu diélectrique est donné par :<br>
 <br> 
-$`\underline{\vec{B}}_{\textrm{tot}}=\underline{\vec{B}}_i+\underline{\vec{B}}_r`$$`=B_i^0~\vec{u}_y~\textrm{e}^{-i \omega t}\left(\textrm{e}^{ikz}+\textrm{e}^{-ikz}\right)`$$`=2 B_i^0~\vec{u}_y~\cos \left(kz\right)~\textrm{e}^{-i \omega t} `$<br>
+$`\underline{\vec{B}}_{\textrm{tot}}=\underline{\vec{B}}_i+\underline{\vec{B}}_r`$
+$`=B_i^0~\vec{u}_y~\textrm{e}^{-i \omega t}\left(\textrm{e}^{ikz}+\textrm{e}^{-ikz}\right)`$
+$`=2 B_i^0~\vec{u}_y~\cos \left(kz\right)~\textrm{e}^{-i \omega t} `$<br>
 <br>
 soit en notation réelle :<br>
 <br>