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peuvent elles-mêmes se déterminer, pour les différens gaz, par l’expérience que nous avons indiquée dans le n^o 27.

(39) Nous suivrons ici le même ordre que dans le paragraphe précédent ; ainsi nous supposerons d’abord que la la longueur $l'$ du second fluide soit infinie, et que la vîtesse et la condensation initiales soient nulles dans toute son étendue. On aura alors $v'=0,$ $s'=0,$ quand $y=0,$ pour toutes les valeurs de $x$ plus grandes que $l\,;$ d’où l’on conclut $f'x=0,$ $\operatorname {F} 'x=0,$ depuis $x=l$ jusqu’à $x=\infty \,;$ et, par conséquent, $f'(l+ny)=0,$ $\operatorname {F} '(l+ny)=0,$ puisque la variable $y$ est toujours positive. D’après cela, si l’on élimine $f'(l-ny)$ entre les équations $(20)$ et $(21),$ on aura

$f(l-y)-\operatorname {F} (l+y)=c\left(f(l-y)+\operatorname {F} (l+y)\right)\,;$

c’est-à-dire, $as=cv,$ pour $x=l.$ Donc, quel que soit le mouvement du premier fluide, il s’établit toujours, à l’extrémité où il s’appuie sur le second, un rapport constant et connu, entre la vîtesse et la condensation de sa dernière tranche ; résultat analogue à celui du n^o 30, et qui peut aussi servir à confirmer la supposition générale qu’on a faite dans le n^o 12.

(40) Avant de quitter le cas où le second fluide était primitivement en repos, et où sa longueur est supposée infinie, il est bon d’examiner en détail comment une onde sonore, produite en un point du premier fluide, est en partie transmise dans le second et en partie réfléchie sur elle-même, lorsqu’elle parvient à la jonction des deux fluides.

Dans le second fluide, on a $x>l\,;$ on aura donc constamment $\operatorname {F} '(x+ny)=0\,;$ ce qui réduit les équations relatives