ce qui ne diffère pas beaucoup de celui de la même onde dans le cas d’un canal d’une largeur constante (no 24). La valeur de
qui répond à cette seconde racine, calculée au moyen de la série du numéro précédent, se trouve négative, mais on peut évidemment faire abstraction du signe de cette amplitude : sa valeur absolue est
![{\displaystyle \mathrm {K} '=(0{,}2609){\frac {hl}{r}},\quad {\text{ou}}\quad \mathrm {K} '=(1{,}3588)k{\sqrt {\frac {l}{gt^{2}}}}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/48ffa7d035949ec7fe24c2ba8510ec61b569aa98)
en sorte qu’à un instant donné, elle n’est pas la moitié de celle qui répond à la première, et pour la même distance du lieu de l’ébranlement, elle n’en est pas le tiers. On trouve aussi pour les valeurs de
et
relatives à cette deuxième racine,
![{\displaystyle t'=(1{,}2069){\sqrt {\frac {l}{g}}},\qquad \lambda =(0{,}4632)l.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cc7fb47ddf2af2cc435045cabb286fafde23e3d8)
Supposons, par exemple, que le diamètre de l’ébranlement primitif ait été d’un décimètre ; nous aurons
on a d’ailleurs
en prenant la seconde sexagésimale pour unité de temps ; il résulte de ces valeurs, pour la première onde,
![{\displaystyle r=(0{,}2121)t,\quad \mathrm {K} '=(0{,}2309){\frac {h}{t}},\quad t=0''{,}1358,\quad \lambda =0^{\mathrm {m} }{,}0575,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/00cbed165c536b18dcfc0054db8ec50ef8f11951)
et pour la deuxième,
![{\displaystyle r=(0{,}1345)t,\quad \mathrm {K} '=(0{,}0971){\frac {h}{t}},\quad t'=0''{,}0862,\quad \lambda =0^{\mathrm {m} }{,}0132.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/eeb8eb211dc2ab75fcaecc0457d3b4d28d155ff3)
Le cercle des oscillations nulles qui sépare ces deux ondes l’une de l’autre, répond à la plus petite racine de l’équation
ou de