celles que nous avons trouvées pour l’équilibre, les forces
par
![{\displaystyle \mathrm {X} -{\frac {d^{2}u}{dt^{2}}},\qquad \mathrm {Y} -{\frac {d^{2}v}{dt^{2}}},\qquad \mathrm {Z} -{\frac {d^{2}w}{dt^{2}}}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9c997749d40581eca89521e6054d52d232a78560)
étant l’élément du temps pris pour la différentielle constante, ce qui aura lieu dans toute la suite de ce Mémoire sans qu’on soit obligé de le répéter. Les inconnues
seront alors des fonctions de
et
qui exprimeront au bout du temps
les déplacements très-petits parallèlement aux axes des
du point
dont la position dans l’état naturel du corps répond aux coordonnées
leurs différences partielles
exprimeront au même instant, les composantes de la vitesse de ce point, suivant les mêmes directions.
Je substitue, en outre, dans les équations (3) à la place de
etc., leurs valeurs, et je suppose le corps homogène ; en observant que
il vient
![{\displaystyle \left.{\begin{aligned}\mathrm {X} -&{\frac {d^{2}u}{dt^{2}}}+a^{2}\left({\frac {d^{2}u}{dx^{2}}}+{\frac {2}{3}}{\frac {d^{2}v}{dydx}}+{\frac {2}{3}}{\frac {d^{2}w}{dzdx}}+{\frac {1}{3}}{\frac {d^{2}u}{dy^{2}}}+{\frac {1}{3}}{\frac {d^{2}u}{dz^{2}}}\right)=0,\\\mathrm {Y} -&{\frac {d^{2}v}{dt^{2}}}+a^{2}\left({\frac {d^{2}v}{dy^{2}}}+{\frac {2}{3}}{\frac {d^{2}u}{dxdy}}+{\frac {2}{3}}{\frac {d^{2}w}{dzdy}}+{\frac {1}{3}}{\frac {d^{2}v}{dx^{2}}}+{\frac {1}{3}}{\frac {d^{2}v}{dz^{2}}}\right)=0,\\\mathrm {Z} -&{\frac {d^{2}w}{dt^{2}}}+a^{2}\left({\frac {d^{2}w}{dx^{2}}}+{\frac {2}{3}}{\frac {d^{2}w}{dxdz}}+{\frac {2}{3}}{\frac {d^{2}w}{dydz}}+{\frac {1}{3}}{\frac {d^{2}w}{dx^{2}}}+{\frac {1}{3}}{\frac {d^{2}w}{dy^{2}}}\right)=0\,;\end{aligned}}\right\}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/61d6f3f74b229285071239e98b800f72e8d93abd)
(6)
étant un coefficient constant, égal à
Ces équations ont la même forme que celles qui ont été données par M. Navier[1], et qu’il a obtenues en partant de l’hypothèse que
- ↑ Tome VII de ces Mémoires.