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pression précédente de $h',$ donnera pour l’expression de la pesanteur à la surface de la mer,

$\mathrm {P} .\left(1+\left({\frac {5}{2}}\alpha \varphi -\alpha .\left({\overline {h}}+h'\right)\right).\mu ^{2}\right),$

$\mathrm {P}$ étant la pesanteur à l’équateur, qui est, aux quantités près de l’ordre $\alpha ,$ égale à ${\frac {4}{3}}\pi .\int \rho .d.a^{3}.$

Si la surface du sphéroïde $a$ un aplatissement plus grand que celui qui convient à son équilibre, en la supposant fluide, et qui résulte de l’égalité à zéro du numérateur de l’expression de $h\,;$ $h'$ devient négatif, et la mer ne peut plus recouvrir l’équateur. Alors elle se portera vers les deux pôles, et elle formera deux mers distinctes, dont les masses pourront être dans un rapport quelconque. En faisant $h'=-g,$ $g$ étant positif, la profondeur de la mer boréale sera, en supposant que $\mu$ et $\varepsilon$ se rapportent à cette mer,

$\alpha \,g.\left(\mu ^{2}-\varepsilon ^{2}\right).$

La profondeur de la mer située vers le pôle austral sera

$\alpha .g.\left(\mu ^{'2}-\varepsilon ^{'2}\right),$

$\mu '$ exprimant le sinus de la latitude australe. Les masses des deux mers seront, respectivement,

${\frac {2\alpha \pi .g}{3}}.(1-\varepsilon )^{2}.(1+2\varepsilon )\,;\qquad {\frac {2\alpha \pi .g}{3}}.(1-\varepsilon ')^{2}.(1+2\varepsilon ').$

Leur somme étant donnée, on voit qu’elle peut se partager d’une infinité de manières. La pesanteur, à la surface de la mer boréale, sera

$\mathrm {P} '+\left({\frac {5}{2}}\alpha \varphi -\alpha \left({\overline {h}}-g\right)\right).\mathrm {P} .\mu ^{2},$