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» Les neuf coefficients a, b, c, d, e,f, d' , e' , f y sont uniquement fonc- 

 tions de la forme de l'obstacle et de son orientation. Plusieurs d'entre 

 eux, comme dans les formules (i), pourront être nuls si cette forme a 

 des plans ou des axes de symétrie. Quand il y a, par exemple, trois plans 

 de symétrie parallèles aux plans coordonnés, R^., R^, R. changent de signe 

 avec X, ou Y, ou Z, et il ne subsiste que les trois coefficients a, h, c ('). 



» II. A la vérité, l'éther qui vibre lumineusement en contournant une 

 molécule pondérable doit différer beaucoup d'un fluide parfait; car son 

 retour auprès de la molécule est trop fréquent pour que son isotropie sans 

 cesse troublée ait le temps de se rétablir. Il doit donc s'y comporter plutôt 

 comme un solide qui serait sans cesse rompu et sans cesse se ressoude- 

 rait; ce qui est de nature à accroître extrêmement la résistance opposée 

 par la molécule. Mais le fait que, dans le cas d'un liquide, cette résistance 

 dépend bien plus de l'accélération (X, Y, Z) du fluide ambiant que de sa 

 vitesse, montre qu'il faut y attribuer, en général, un rôle important aux accé- 

 lérations. Or cela conduit à faire dépendre ici R^, R^, R^, au moins dans 



(') Dans le cas simple d'un obstacle spliérique de ravon R, on reconnaît aisément, 

 en appelant /• la dislance du point quelconque (.r, y, s) à son centre pris pour ori- 

 gine, que la formule (7) se réduit à 



{-Ois) p='- n=— ' ; 



2 d.T 9. /•' ' 



,,. . ,_, , ,, . dp dp dp -. 1 • p ,■ 



car 1 équation ta) peut alors s écrire œ -i \- Y -r — 1-3 -f- = pXa;, ou bien en appli- 



^ <7.p -^ dy dz ^ L I 1 



quant le théorème d'Eu 1er à la fonction homogène (7 bis), de degré — 2] — ^ 2/j r^ pX.r, 



égalité que cette expression j(7 bis) de p vérifie en effet pour /• =: R. Or la pression 



(7 bis), spécifiée ainsi pour r = R ou pour la surface a de l'obstacle, puis multipliée par 



une zone élémentaire inY^dxàt celui-ci, décrite autour de l'axe des x, et aussi par le 



cosinus — -r-i pour en elTecluer la projection sur cet axe de symétrie, enfin intégrée 



dans toute l'étendue de a, depuis x = — R jusqu'à a; = + R, donne, comme poussée 

 dynamique totale R^; du fluide sur l'obstacle, fitR^pX ou \mX. On a donc évidem- 

 ment 



o = /; = c = - • 

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C'est juste le coefficient définissant, dans le cas d'une sphère qui se meut au sein 

 d'un liquide, la grandeur relative totale des poupe el proue Jliiides de Du Ruât en- 

 traînées par le solide ou qui accroissent fictivement sa masse. Il ne pouvait qu'en 

 être ainsi, notre résistance (Rx, Ry; R;) provenant d'un mouvement relatif, entre par- 

 ticules contiguës, comme celui qui a lieu quand un solide oscille dans un lluide. 



