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bre de celles, fur lefquelles norre methode peut avoir prife , 

 il faut renorvcer pour le ptefent, c'eft-a-dire jufqu'a ce qu'on 

 foit aide par de nouveaux fecours , a toute Theorie de la 

 propagation du Son envifagee fous ce point de vue. Cepen- 

 dant comme il eft tres-probable que les ebranlemens des 

 partieules de Fair pour produire le Son , doivent etre infi- 

 niment petits , ainfi que nous tacherons de le prouver dans 

 la fuite ; on pourra s' en tenir aux formules que M. Euler 

 a auffi donne pour ce cas ; formules qui font fans compa- 

 raifon beaucoup plus fimples , que les premieres, & qui, 

 par la raifon qu'on a dit plus haut ( An. 9. ), rentrent necef- 

 fairement dans la claffe de celles qu'on peut foumettre a 

 notre Analife . 



Quoique la maniere, dont M. Euler a trouve ces formu- 

 les , foit fans contredit la plus dire&e & la plus rigoureufo 

 qui fe puifle immaginer , cependant, puifque la fuppofition 

 des ebranlemens infiniment petits rend le calcul incompara- 

 blcment plus fimple , j'ai cru qu'on ne faroit point fache de 

 le trouver ici . 



Soient X, ¥ , Z les coordonnees rectangles qui determi- 

 nent la position d' une particule quelconque de fluide dans 

 l'etat d' equilibre ; fuppofons que ces coordonnees, dans le 

 terns *, deviennent X -h x, Y -+- y , Z -+- £ ; il ne fera 

 pas difficile de voir que, ft les quantites x , y , \ font fup- 

 polees infiniment petites, le parallelepipede dXdYdZ qui 

 reprefente une particule dans 1' etat d' equilibre, pourra etre 

 cenfe fe changer en un autre = (dX-h dx)(dY ■+■ dy) 

 (dZ -hd { ) = dXdYdZ -+- dXdYd l -+- dXdZ dy 

 -+• dYdZdx, en negligeant les puiflances plus hautes de 

 dx, dy , d\ . Dela il fair, qu'en nommant E 1' elafticite' 

 naturelle de la portion infiniment petite de fluide renfermee 

 dans le premier parallelepipede , i'elafticite de la meme por- 

 tion 3 lorfque elle remplira le fecond , fe trouvera = 



c EdXdYdZ 



