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que nous aurons à employer sera 



( ) — ou £ == Ot -. -T^ ; • 



^ / p' T^ X- 



» IV. Cela posé, formons l'équation du mouvement vibratoire de 

 l'éther. A cet effet, considérant le volume élémentaire ct d'éther, de 



masse pnj, nous exprimerons que sa force motrice pîô ,.^ comprend : 

 1° l'action élastique totale qu'exerce sur lui l'éther extérieur, force 

 exprimée par nT|x y-^^ si y. est le coefficient d'élasticité de l'éther et a; une 

 abscisse normale aux ondes planes constituant les radiations; 2° la rési- 

 -' ~^>^.. VAn7'(i— s) p^TY' de toutes les molé- 

 cules immergées dans l'élément de volume, résistance égale et contraire à 

 la somme des impulsions, mises en œuvre précédemment, de l'éther sur 

 elles ('). Divisée par cj[;,, l'équation du mouvement vibratoire de l'éiher 

 sera donc, après transposition du dernier terme dans le premier membre, 



stance, — > Apcr -y-^ — ou 



p / SAra' xA^'eX dn _ d^ 



jjL \ w ra / de- dx^ 



» Appelons, comme il a été dit ci-dessus, x le rapport y//u et a.' la 



partie de ce rapport qui concerne la matière, de densité p', à période 

 vibratoire propre t„. Si nous remplaçons alors i par la valeur correspon- 

 dante (5), el si nous observons enfin que - est l'inverse du carré V- de la 



vitesse de la lumière dans l'éther libre, il viendra, comme équation du 

 mouvement, 



» Le coefficient de ^ y exprime, dans la mesure où l'on peut supposer 



(') 11 y a bien, en outre, une petite force, due aux. actions de la matière pondé- 

 rable sur l'éther exercées aux distances de l'ordre du rayon d'activité des actions 

 intermoléculaires de celle-ci. Mais cette force, sensiblement proportionnelle au dépla- 

 cement et dirigée, pour chaque atome d'éther, vers sa situation d'équilibre, n'a pas 

 dans la question un rôle essentiel; car son petit effet sur le mouvement est, à fort peu 

 près, le même pour toutes les radiations à périodes - plus ou moins voisines de -<,. 



