et de l’autre de ce plan. C’est effectivement ce que j’ai trouvé d’une autre manière, dans mon ancien Mémoire sur la théorie du son, en considérant la réflexion du mouvement de l’air par un plan indéfiniment prolongé.
Après avoir ainsi vérifié les formules générales que nous avons obtenues dans ce paragraphe, nous allons les réduire à une forme plus simple ; ce qui est indispensable pour pouvoir énoncer les lois de la communication du mouvement entre deux fluides superposés, qui y sont renfermées.
(11) Nous supposerons que le mouvement a été imprimé à un seul des deux fluides et que l’ébranlement primitif était circonscrit dans une étendue limitéc. Les résultats étant différents selon que ce fluide sera celui qui répond à la plus grande ou à la plus petite vitesse de propagation, nous examinerons ces deux cas successivement en commençant par le premier, c’est-à-dire, en supposant, en premier lieu, que ce soit le fluide supérieur qui a été mis en mouvement, et qu’à l’origiue le fluide inférieur était dans son état naturel. Les fonctions et qui répondent à ce second fluide, seront donc nulles ; les deux autres fonctions et n’auront de valeurs que dans l’étendue de l’ébranlement primitif ; et si l’on suppose qu’il n’atteignait pas la surface de séparation des deux fluides, ces fonctions seront aussi nulles pour et par conséquent, on pourra étendre au-delà de et, si l’on veut, jusqu’à les intégrales comprises dans les expressions de De cette manière, nous aurons
