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s» = 0; r = 0; ^° = ~^-*^°; (2) 



a° = 0; ß° = 0; y = 0. (3) 



Puisque ç°. tj", "(° s'annulent pour = 0, nous pourrons poser 



"C (z) = J/"^ .-. *C° {l") = _ (Z* — Z°) (4j 



E°(a;, !/, z)==0; •/]°(^, y, 0) = 0. (5) 



Les deux membres de l'équation de Clapeyron sont donc 



(/* - 1) Ti?,^ n et (k-\-t n) '•''*jj°^' 7c/i„2 (6) 



et l'application du théorème conduit à la formule (1), ainsi que 

 nous l'avons annoncé. 



§ 7. Reprenons l'équation (21) du § 4. Négligeons-y les ter- 

 mes de la forme ^Äj, ^^Âg; considérons comme égaux les rayons 

 i? et i?j. Nous aurons 



—tjT —ttT 



n=n"e —Inz R^Kg. (1) 



Dérivons cette équation par rapport à la variable ^; il vient 



C'est la forme généralisée de l'équation de Stefan (voir (29). § 1). 

 Elle suppose variable la pression D; pourquoi l'équation de Stefan 

 semble-t-elle, au contraire. imjDliquer l'hypothèse: dfl/dt = 0? On 

 s'en rend compte facilement. La théorie habituellement acceptée de 

 la Viscosité, où il n'est pas tenu compte de ce que la vitesse de la 

 relaxation est finie, ne peut conduire à une solution correcte du 

 problème qui nous occupe que dans le cas particulier où la pression 

 n est constante. 



Il est intéressant de remarquer que l'équation (2) peut se dé- 

 montrer immédiatement par l'application d'un théorème général 

 dont nous avons donné l'énoncé au § 3. d'une Note: Sur la fonction 

 dissipative d'un fluide visqueux, présentée à l'Académie dans la 

 séance du 13. Octobre 1902 i). 



Imaginons qu'un expérimentateur réussisse à régler la varia- 



') Voir ci-dessus, page 492. 



