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c'est-à-dire si l'on t'ait k^^=h dans nos notations (voir le tj 9. de 

 notre Mémoire précédent) on trouve 



4 i>- 



(6) ,-' T = 



et les équations (3) deviennent 



Ce sont les équations de Stokes. Si l'on préfère les comparer aux 

 équations de la perturbation ^/^, . i\ . ii\ ) sous leur forme initiale, 

 on se reportera aux équations (4) du S ô- que l'on écrira 



,_^_^^,._,.)V^«.+ 



c-~'/^ 



.v-"? \.-.ri' dt:>\^.,_, 1 



(8) +V^''^'^'~'"'^'5H'"''''1t'' V'-'»ij = 0. 



Rapprochées des équations (7). ces équations confirment la conclu- 

 sion déjà énoncée : tant que la durée du temps de relaxation est 

 très-petite, nos équations ne peuvent pas donner sur la perturba- 

 tion dilatationnelle des renseignements essentiellement différents de 

 ceux que fournit la théorie habituellement acceptée. 



§ 10. Considérons les équations qui déterminent la propaga- 

 tion de la perturbation rotationnelle ; ce sont, en première ligne, 

 les équations (10) du § 5. Nous en avons déduit les équations (2) 

 du ^ H. qui par intégration donnent trois égalités de la forme 



^^) S? + T '^' - ''' "7'"'-' = '^ ^'' '■'■ '> ■ 



Donnons au symbole l'ut la signification définie par l'égalité ^j 



(2) Pot= — ixv-'- ; 

 iposons ensuite 



(3) /=..,- Pot (-^4^1^). 

 Jointe à l'égalité (3j l'équation (1) permet d'écrire: 



') Heaviside, El ec t ro m agn e ti c Tlieoi-y, WA. 1. p. 20û. London 1893. 



