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cipales correspondantes d, d', éprouvées par le feuillet superficiel inférieur ; 
et le dernier membre de (4) montre que, sur le bord 27r de la très petite 
partie directement ébranlée, ce rapport égale sensiblement f” (at), c'est-à- 
dire, vu la relation (1 bis), le produit du double de la vitesse v ou ọ, par 
l'inverse du facteur ra. On en déduit, à cause de la valeur de a, 
p T 
ai 
, 2V3 v {\ , 
(7 Siea ie a ei ou _ =) = (0,9069)(2 — d’), 
relation assez analogue à celle, 4e = — wd, que j’ai démontrée pour le choc 
transversal d’une barre ( Comptes rendus, t. XCIV, p. 1044). Il en résulte 
que le rapport de la vitesse prise par la petite partie directement ébranlée de la 
plaque à la vitesse de propagation des sons longitudinaux dans la même plaque 
ne peul alteindre les 0,9069 de la plus grande dilatation linéaire admissible 
(ou purement élastique) de sa matière, sans que le bord de la partie consi- 
dérée éprouve une altération persistante. Ainsi s'explique la rupture qui se 
produit, instantanément et nettement, à l'endroit heurté, quand la vitesse V 
du corps heurtant dépasse une certaine limite, la même pour une infinité 
de valeurs très différentes de la masse y. de ce corps. 
» Dans le cas d’un pareil choc, opéré à l'époque £ = 0, l'impulsion 
F(£), nulle pour £ < o, devient u V dès que £ dépasse sensiblement zéro; et 
la formule (2) donne | 
(pour 4<o) f(at) = 0, 
(pour 4>0) f(at)= ear — re 
En portant ces valeurs dans (1), on reconnait : 1° que le déplacement du 
point heurté tend vers la limite al contrairement à ce qui arrive dans le cas du 
a 
choc transversal d'une barre indéfinie, où ce déplacement grandit sans limite, 
quoique la vitesse y tende encore vers zéro ; 2° que, de plus, une fois le point 
heurté parvenu sensiblement dans sa nouvelle situation de repos, les anneaux 
Concentriques environnants, qui composent la plaque, viennent se ranger autour 
de lui, dans un méme plan parallèle à leur plan primitif, au bout de temps 
Proportionnels aux carrés de leurs rayons. » 
