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ici discutée. On arriverait aux mêmes conclusions en partant des 

 équations (1) et (8) du ij 8. de notre Mémoire précédent. 



Il est intéressant de rechercher quelles sont les lois que donne 

 la théorie habituellement acceptée pour la propagation d'un petit 

 mouvement dans un fluide visqueux et de les rapprocher ensuite 

 des résultats que nous venons d'établir. Les équations de propaga- 

 tion du mouvement, dans la théorie classique, sont de la forme 



Elles impliquent une perturbation dilatationnelle dont l'équation est 

 ^ __ (b-2_c2j ^".„^ _ T^ (c^ V'uJ = (3) 



ainsi qu'une perturl)ation rotationnelle déterminée par l'équation 



^-^-T~-(a-^V'u,) = 0^) . (4) 



Les équations (2) peuvent se comparer aux équations (3) du § 6.; 

 les équations (3) et (4) peuvent se comparer aux équations (1) et 

 (2) du même paragraphe. La conclusion à laquelle on arrive ainsi 

 est qu'entre nos résultats et ceux que fournit la théorie classique, 

 il y a une difi'érence marquée, même dans le cas où la durée du 

 temps T serait petite; elle se rapporte à la perturbation rotation- 

 nelle (Uo, «2 . W2)- 



Les équations (3) du présent paragraphe sont connues depuis 

 longtemps ; elles ont été données en 1845 par Sir G. G. Stokes -) 

 qui s'en est servi pour élucider le rôle joué par la viscosité dans 

 la propagation du son. Il est évident, en effet, que la différence 

 b^ — c- représente la vitesse avec laquelle une onde sonore se pro- 

 pagerait dans le fluide si l'on le supposait dénué de viscosité. D'au- 

 tre part si, avec Stokes, l'on admet 



1= — l u. (5) 



') Voir Dubem. Journal de M>athém. puros ot appl. (5) Vol. VI. 

 p. 2.56. 



') Trau.s ac ti n s of the Cambridge Phil. Society, Vol. VIII. 

 p. 287. Mathematical and physical Papecs, Vol. I. p. 101. Cambridge 

 1880. 



