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quée à chaque élément de surface de la membrane, T^, ï^, T^ les compo- 

 santes par unité de longueur de la force appliquée à chaque élément de son 

 contour, ç/(p, T) le potentiel thermodynamique interne par unité de masse; 

 si l'on pose 



(c~^, ?^, e?,) = /.(T,. T, , T,), » + p^ Tit 



(f) ,m =0^ + alld-, X = 0^ + 2Hi. 



Il H 



on trouve comme équations indéfinies 



I ^^, ^ (j(31V.<-3^x:,) ^ 

 (2) l' Ou de 



^ ^ (j(31V.<-3^x:,) ^ <j(-3ba:;,+ U'x:,) ^ ^ 



et comme équations au contour 



F.r — a ( Oit .r,', — Ob x,', ) — p (— 5b .z-;, + T.r;, ) = o, 



(3) 



Ce sont les équations générales du mouvement auxquelles on doit joindre 

 l'équation de continuité — y — - = o et les équations de la température T. 



Celles-ci s'obtiennent par l'application du principe de Carnot et la 

 théorie de la conductibilité calorifique. Vn appelant c !a chaleur spécifique 

 à densité constante, K et ;x les coefficients de conduclibililé, T^ la tempé- 

 rature absolue extérieure et <£ l'équivalent mécanique de la chaleur, on 

 trouve pour l'équation indéfinie 



dT () K / ^ d'T „6iT^ 



' dt du H\ du di' I 



d K/_p^^,^<n;x ^,.... _ ./.^0, 



..HV 'ou ' "d.] ^"(T-T„) + -(^T-ô + 2.0 



Cela posé, proposons-nous de former les équations des petits mouve- 

 ments autour d'une position d'équilibre stable caractérisée par des valeurs 

 de(ir, r, s, T) indépendantes de/ et vérifiant les équations précédentes. 

 Celles-ci pourront encore être vérifiées par des valeurs 



(.r -+- i;, r + Y), 3 4- Ç, T + &) 



infiniment voisines des précédentes, mais où les accroissements ?, ïj, C, & 



