SÉANCE DU l5 JUILLET tgi3. III 



loin représenté par v, et nous poserons 



(0 



Vfê).- 



Sans soumettre cette formule à aucune transformation préalable, qui 

 n'aurait pas été inutile cependant, on peut l'appliquer de suite aux gaz 

 parfaits, c'est-à-dire aux corps observant les lois de Mariotte et de Gay- 

 Lussac, en faisant appel toutefois à la loi qui régit les transformations adia- 

 batiques de ces corps, quand on suppose constantes leurs deux chaleurs 

 spécifiques C^ et C„. Cette loi s'exprime par l'équation 



p = Ko"', 



C 



/«étant le rapport^'- L'expression (i) prend alors la forme bien connue 



depuis Laplace 



( 2 ) « = \/'»- ? 



qui est encore aujourd'hui la formule classique de la vitesse du son dans 

 les gaz. 



Or cette formule s'applique à un cas bien plus général que celui qui 

 vient d'être indiqué. On le voit aisément, après avoir transformé la for- 

 mule (1), ou toute autre équivalente qu'on en déduit, telle que la formule 

 connue (') 



\ ---(S), 



qui elle aussi, quoique contenant d'une façon explicite le rapport m des 

 chaleurs spécifiques, ne se présente pas encore sous une forme suffisamment 

 concrète. La transformation à opérer est des plus simples en partant, par 

 exemple, de la formule (i ). 



On a identiquement, en observanl que e; est constant, 



= {&\r 



\dpj s \dvj s dp \dvj s p p^s' 



£ s étant le coefficient de compressibilité adiabatique qui définit l'exprès- 



si0n -e($V 



i ' ) P. Di'hëm, Traité élémentaire de Mécanique chimique, t. I. p. \>. formule (,36). 



