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» Ainsi, autour de tous les corps semblables, immergés dans des courants 



de même orientation par rapport à eux et de rapidités diverses v, les vitesses 



u, v, w seront les produits de v par les mêmes fonctions U, Y, W des 



variables \, r\, £, c'est-à-dire des rapports *, Z, t, définissant, chez tous, 

 rr i i i 



les points homologues; et la pression non hydrostatique P sera également, 



autour d'eux, le produit de pv 2 par une même fonction II de ces trois 



rapports. 



» III. Mais voyons maintenant ce que donneront les équations en ô, 



devenues 



! TT tf6 : ^ 7 d0 „ 7 dd K fdH d*0 eP0\ 



dt, di\ dt, Cv(\a| ! drf dÇ } 



[pour/(|, 7), Ç) = o] Ô = «, 

 (pour \Jl 2 + -/) a -+- Ç 2 infini) = o, 



et où U, V, W seront trois fonctions, censées connues désormais, de !j, n, £. 



» Ces équations sont linéaires, avec trois coefficients U, V, W générale- 

 ment variables. Malgré cette dernière circonstance, elles se trouvent 

 évidemment plus simples que celles de ma Note du io juin. 



» On voit, en les divisant par a, qu'elles contiennent seulement le 

 rapport -; et, d'ailleurs, il n'y figure, pour tous les corps semblables, que 



le paramètre p— :• Il en serait de même si la température de la surface du 



corps, au lieu d'être uniformément a, était le produit d'une valeur 

 moyenne, a, par une fonction donnée F de !j, r,, £. Ainsi l'on aura, en 

 appelant e une certaine fonction de quatre variables, liée à F, 



( ,6) •-«•(* *trâ)-«»(T , $J'ira)- 



» IV. Le flux calorifique K( 1 -j- -+- u j~ -+- v ~ h émis par lunité 



d'aire des corps considérés, admettra dès lors, aux points homologues de 

 tous ces corps, l'expression 



, N „ Ka/, de de de\ Ka r 



(17) ^ — ~r[^dJ~ i ~^d~~ h ''dt) := ~r >< une f° nction f i e 



» Le flux émis varie donc d'une manière généralement complexe avec 

 le produit Cv de la capacité calorifique C du courant par sa vitesse v, et 



