Ô. Les, Utilisant le développement en densité (87) pour g(1), on peut écrire

. Courant-de-chaleur, -Supposant toujours la vitesse du fluide nulle, nous obtenons le courant de chaleur JT par la linéarisation de la formule

L. Courants-linéarisés-jlin, et (18), où l'on fait à chaque fois la substitution (120) De la même façon que précédemment, il faudra utiliser g(1) à l'ordre un en densité, mais f(1) à l'ordre zéro dans les courants Jlin(i), p.la forme

C. Cl, . De-l-'impulsion-;-tenseur, . De, and . Pression, -Préoccupons nous maintenant de la conservation locale de l'impulsion, qui nous conduira à l'expression du tenseur des contraintes Q. Multipliant l'équation cinétique par p et sommant sur p
URL : https://hal.archives-ouvertes.fr/hal-00093319

P. La-première-intégrale-est-impaire-en, donc nulle ; la seconde est l'opposée de la divergence du tenseur Q(E) défini par la formule (14) En définitive, on obtient : où Q

. De-façon-plus-générale, pour tout entier naturel n, on a : C2.2 MOMENTS GAUSSIENS DE E. -Les calculs développés dans le présent article font fréquemment intervenir des intégrales du type : Nous avons choisi de définir une suite d'intégrales '¡n telles que

. Pour-Évaluer-la-première, nous utilisons l'expression (29) pour geq (p ) et le changement de variable (27) ; elle se décompose alors en : A cause de la symétrie sphérique des fonction 0,, les seuls termes non nuls sont ceux où i et j sont égaux, et l'expression ci-dessus se réduit à : Par regroupement

L. R. Krieger, Introduction to the theory of kinetic equations, 1979.