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 connue v) aux distances du corps assez grandes pour que les perturba- 

 tions causées par sa présence ne s'y étendent pas. 



» Supposons alors la vitesse, v, du courant, suffisante pour annihiler 

 l'effet, sur les mouvements visibles, de la petite modification pyO du poids 

 spécifique du fluide, due à réchauffement 9. Nous pourrons faire y = o 

 dans les équations indéfinies (i) du mouvement ('); mais, par contre, les 

 trois d'entre les relations définies (4) qui concernent les valeurs de u, 

 v, w à l'infini deviendront moins simples et seront 



(12) (aux distances infinies de l'origine) u = vl, v = vm, w = \n, 



si /, m, n désignent les trois cosinus directeurs du courant général, de 

 vitesse v. 



» II. Dès lors, les équations tant indéfinies que définies relatives à u, 

 v, w, P se trouveront entièrement séparées de celles qui concernent la tem- 

 pérature 6, ou seront les mêmes que si l'on avait a= o, 9 = o; de sorte 

 que les mouvements du fluide autour du corps chaud se détermineront uni- 

 quement par les données relatives au courant général et à la configuration 

 du corps. 



» D'ailleurs, les vitesses u, v, w seront partout proportionnelles à v, et 

 la pression non hydrostatique P, proportionnelle à pv 2 . En effet, si, pour 

 embrasser, de plus, le cas de corps semblables, où i désignera le rapport 

 de similitude, et dont l'équation commune sera 



<!'£•?)=»• 



nous posons, par analogie avec sept des formules (5), 



l \=%, r t =l, 1=1, 



(i3) « 



(u = vU, v = vV, w = vW, P = ? v 2 n, 



les équations tant indéfinies que définies relatives à u, v, w, P deviendront : 



r/U d\ dW 



du. 



= -U 



d(U, V, W) _ v rf(U, V, W) 



(l4) { rfl?, V, ?) ~ U d? dr t d 



[pour/(£, r„ = 0] XU -t- uV + v W = o, 

 (pour v/F+^+T 2 infini) (\J, Y, W) = (l, m, n) et 



(') Équations de la Note citée du 10 juin. 



