432 J. L. HOORWEG. SUR LA PROPAGATION DU SON 



Ce fondement réside en effet dans les équations suivantes 1 ) : 



1 d q du ^du ^ du ' du 



q dx dt dx dy dz 



et 



dq d(ç u) d(çv) d(çw) q 



dt dw dy dz 



et lorsqu'on essaie de déduire ces mêmes équations fondamentales 

 en se laissant guider par la nouvelle théorie, on est arrêté par 

 des difficultés, surtout en ce qui concerne la première. Quel que 

 soit l'ouvrage qu'il consulte , un partisan conséquent de la doctrine 

 moderne ne pourra jamais regarder comme exacts jusqu'au bout 

 les raisonnements qu'on y suit pour parvenir à ces équations. Il 

 sera encore moins satisfait en lisant le chapitre de l'acoustique 

 dans les traités de physique ordinaires , tels que ceux de Wûllner , 

 Mûller, Daguin, etc., où l'on rencontre à chaque pas des vues 

 qu'il n'est plus possible de partager. 



D'un autre côté, cette ancienne manière de voir a conduit à 

 tant de résultats importants, pleinement confirmés par l'expérience, 

 qu'on serait presque tenté de rejeter la nouvelle théorie des gaz, 

 afin de pouvoir conserver la théorie classique du son. Il serait 

 préférable, toutefois, que les deux doctrines pussent être mises 

 d'accord, et c'est ce que je veux essayer de faire dans les pages 

 suivantes. 



2. Quand on se représente l'air comme composé de molécules 

 qui se croisent dans tous les sens avec une grande vitesse, et de 

 telle sorte que cette vitesse n'est pas modifiée par leur choc 

 avec d'autres molécules ou avec un corps solide , il paraît absurde 

 de supposer que ces molécules, en présence d'un corps vibrant, 

 entreront elles-mêmes en vibration. Comme on admet, en outre, 

 que le temps nécessaire pour le choc est zéro, la vibration d'un 

 diapason revient à ceci, qu'aux divers points il se trouve en repos 

 par rapport aux particules d'air en mouvement. Il semble donc 

 que dans la nouvelle théorie des gaz, non-seulement il n'y ait 



») Voir: Duhamel, Cours de Mécanique , t. II. 



