lignes, et cela avec une force proportionnelle à l’angle de contingence. Ainsi, puisque la direction des mouvements oscillatoires, leur loi et celle des forces accélératrices sont les mêmes dans les deux cas, les règles qui s’appliquent à l’un s’appliquent nécessairement à l’autre. Or, on sait que pour qu’une corde vibrante exécute toujours ses oscillations dans le même temps, quand sa tension varie, il faut que sa longueur croisse proportionnellement à la racine carrée de sa tension ; donc la longueur des mêmes ondes lumineuses, (qui doivent rester isochrones dans tous les milieux qu’elles traversent) est proportionnelle à la racine carrée de l’élasticité qui pousse les molécules du milieu vibrant parallèlement à leur surface ; ainsi la vitesse de propagation de ces ondes mesurée perpendiculairement à leur surface est proportionnelle à la racine carrée de cette même élasticité.
Sans recourir aux lois connues des oscillations des cordes vibrantes, il est aisé de démontrer immédiatement, par des considérations géométriques, le principe que je viens d’énoncer.
Soit (fig. 6) la courbe formée par une file de molécules du milieu vibrant, qui se trouvaient situées primitivement sur la ligne droite cette courbe peut être représentée, comme nous venons de le voir, par l’équation,
qui devient quand les molécules arrivent à la limite de leur oscillation : en ce moment leur vitesse est nulle, et l’on peut le considérer comme l’origine du mouvement pour l’oscillation suivante, qui doit résulter des for-
