28 



(1) 



du , , 9p 



-dt - ^^^i--" 



... 3 ( du „ Sp \ „ . , i?û _ 



dt ^ dt ' dx ■' ' dx 



On a posé ici: 



(2) )i T = <j. ; 



(3) (k — h- : n) ï' = A ; 



ce sont les équations données au § 8. de notre Communication pré- 

 cédente. 



Les équations (1) reproduisent les équations du mouvement 

 du fluide sous une forme qui nous paraît digne d'intérêt. Par l'in- 

 troduction des hypothèses particulières au problème qui nous oc- 

 cupe (voir plus haut, au § 3.") elles conduisent immédiatement aux 

 équations (3) du g 6. 



§ y. La forme que nous venons de donner aux équations du 

 mouvement se prête naturellement à faire ressortir l'un des carac- 

 tères essentiels de la Théorie qui est l'objet de notre exposé. Les 

 équations du mouvement que l'on adopte généralement pour les flui- 

 des visqueux en Hydrodynamique sont, en conservant nos nota- 

 tions habituelles, 



(1) p^-pA + ^-,V^«-(. + ,.)^ = ü. 



Or, ces équations se déduisent des équations (1) du paragraphe pré- 

 cédent moyennant deux hypothèses: 1) en posant T ^0 2) en sup- 

 posant finis les produits: 



iiT , (k—h—lii)T. 



Par conséquent, la théorie classique de la Viscosité, celle de Navier, 

 de Poisson, de Stokes, Maxwell, Stefan, 0. E. Meyer et d'une foule 

 d'autres savants, appartient à ce type de théories simplifiées que 

 l'on peut appeler théoriee Fouriériennes'); elle constitue un 

 cas particulier, on pourrait dire un cas extrême, de la Théorie 



') Voir Bulletin Int. de l'Académie des 8cicnces de Cracovie 

 pour l'année 1901. séance du 14. Octobre, p. ü35. 



