Véase la exposición de esta teoría la Mecánica de Poisson, Hidrostática, cap. V, de la tercera edición. (N. del T.)

El autor entra aquí a discutir muy detenidamente las observaciones de que se trata y a manifestar los resultados que ha tenido ocasión de deducir. En obsequio de la brevedad nos limitaremos aquí a indicar algunos que conviene tener presentes en lo sucesivo.

Construyendo el lugar geométrico de los valores tomados sucesivamente por las presiones y densidades de la altura atmosférica recorrida, y considerando para este efecto a las unas como abscisas y a las otras como ordenadas, se encuentra que está representado por una sensiblemente rectilínea, sobre todo más allá de cierto límite. Su temperatura descendía naturalmente con la altura pero no se observó en ello uniformidad. La velocidad del decrecimiento se acelera a medida que crecía la elevación. Las densidades han resultado decrecer con menos rapidez que las presiones; lo que concuerda con la idea de una densidad final subsistente todavía en el último límite de la atmósfera en que la presión desaparece. (N. del A.)

Si se quieren tener estas evaluaciones en milímetros, basta multiplicarlas por 1000000/443296, o muy aproximadamente por 2+11/43 que es el valor en milímetros de una línea del pie de París. (N. del A.)

Memoria sobre las observaciones meteorológicas. Acamedia de las ciencias, tomo VII, página 267. (N. del A.)

Biblioteca universal de Ginebra, tomo XLI, página 281. (N. del A.)

Si las observaciones se hiciesen sobre el mismo meridiano, se obtendría la simultaneidad tomando las longitudes de las columnas barométricas para igual hora del día que resultaría así correspondiente a la misma fase de la variación diurna. Pero cuando dos lugares están situados en diferentes meridianos, cuentan en el mismo instante horas solares diversas, y por consiguiente es menester tomar fases del periodo diurno que lo sean igualmente para tener presiones barométricas que correspondan al mismo instante. (N. del A.)

Nota sobre la altura media del barómetro al nivel del mar. Anales de física y química, tomo LIII p. 113. (N. del A.)

Véase la Mecánica celeste, tom. IV, lib. X, cap. I. Véase también una esposición elemental de esta teoría en mi Tratado de física experimental y matemática, tom. III, cap. III. (N. del A.)

Como el uso de estos resultados es continuo en Astronomía voy a fijarlos aquí por números según las experiencias que Arago y yo hemos hecho.

Si se toma por unidad de densidades la del aire atmosférico seco a la temperatura del agua congelada, y bajo la presión de una columna de mercurio de 0m, 76 (2 pies 8 pulgadas), a esta misma temperatura y en un lugar cualquiera tiende la gravedad sea g, mientras que es G en el observatorio de París, el poder refringente actual de este aire en el propio lugar y bajo las condiciones precedentes tendrá el valor numérico que sigue y represento por 4k:

4k=0,000588768g/G

Entonces, en este lugar mismo, a la temperatura t y bajo la presión de una columna de mercurio h, reducida a 0º, y animada por la misma gravedad, la densidad @ del aire atmosférico será

@=h/0m,76 (1+t. 0,00375)

y su poder refringente actual en estas nuevas circunstancias será 4kr.

Ahora si este aire en vez de estar seco, se halla mezclado con una cantidad cualquiera de vapor acuoso conservado en él en estado aeriforme, se tendrá el poder refringente actual de la mezcla, sustituyéndolo idealmente aire seco que tuviese la misma temperatura t, se hallase sometido a la misma presión h, y al cual se aplicase su propio coeficiente k cuyo valor acabo de dar. De manera que, calculada por la fórmula precedente la densidad @ de este aire ficticio, el poder refringente actual de la mezcla húmeda será 4k@. (N. del A.)

Según la expresión de la pesadez propia de los esferoides muy poco diferentes de una esfera (Mec. Cet. t. II), el radio de la esfera que les es ponderalmente osculadora, no tiene nunca más que una diferencia de este mismo orden con el radio vector contado desde su centro de gravedad. (N. del A.)