DU SOW. 
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d’une manière quelconque , c’est-à-dire que chacune des parti 
cules qui y sont comprises reçoive instantanément des vitesses et 
des changemens de densité absolument arbitraires. Puis on se 
demande suivant quelles lois cet ébranlement se propagera de 
proche en proche dans tout le reste de la masse d’air. 
Soit x la distance d’une particule quelconque au centre de 
cette agitation, et t le temps écoulé depuis l’instant où elle a 
eu lieu. 
Nommons, pour abréger, a un coefficient constant, égal à 
g représentant la pesanteur terrestre; en sorte que 
gp soit le poids de la colonne de mercure , dont la hauteur est 
p, et la base égale à l’unité de surface. Cela posé, on démontre 
que la particule commence toujours à s’ébranler quand on a 
x, z— at u , ce qui donne t — , 
a 
et qu’elle cesse de s’ébranler quand on a 
æ 
x, — at, ce qui donne t ~ —. 
a 
a 
De sorte que la durée de son agitation est -. 
a 
L’interprétation physique de ces résultats va nous conduire à 
une conséquence importante. Soit, fig. 2, C le centre de la sphère, 
M la particule éloignée. Par ces deux points, menons un plan qui 
coupera la sphère suivant un grand cercle ADBE, dont les 
points A et B soient situés sur la direction du rayon mené à la 
particule. Alors CM étant x, AM est x — «; d’où l’on voit 
que l’ondulation commence à atteindre la particule M, après 
un temps proportionnel à A M , et cesse de l’atteindre après un 
temps proportionnel à CM. Le premier intervalle se rapporte donc 
à l’arrivée de l’ébranlement produit en A, le second à l’arrivée de 
l’ébranlement produit en C , et les instans intermédiaires se rap 
portent à l’arrivée des ondulations excitées dans les points inter 
médiaires entre A et C. Voilà pourquoi la durée totale de l’on-