230 C. H. C. GRINWIS. LES ÉQUATIONS DU MOUVEMENT 
4. Arrêtons-nous, toutefois, plus particulièrement aux équa- 
tions (8); celles-ci donnent pour le cas d'isolement parfait, ou 
de (7 =r 0 , après transposition des termes du second membre , 
les remarquables relations 
i (dF dG\ /dH dF\\ 
(P_F _ A\dij ~ ~d^) ^\d^~~d^)\ 
dt^ \ dy dz 
i /d_G dH\ /d F dG\ 
d^ G _, ¥\~d^ ~"dy) \~d^j ~di) 
df^ ( d z dx 
(12) 
l \dx dz) \dz dy )\ 
d^ H 
dt^ " [ dx dy 
Elles concordent entièrement avec les équations des petits 
mouvements intérieurs d'un corps solide à élasticité constante 
{voir Lamé, Leçons sur la théorie mathématique de V Elasticité 
des corps solides^ 11 ^ Leçon, N*' 60), dans le cas où il ne se 
produit pas de dilatation. Nos équations (12) indiquent donc, 
de même que celles de la théorie de l'élasticité, des vibrations 
sans variations de densité, perpendiculaires à la direction de 
propagation (vibrations transversales). 
1 
Leur vitesse de propogation est i = — =~ , vitesse pareille , 
ciDmme Fa montré Maxwell, à celle avec laquelle la lumière se 
transmet dans le milieu isolant. Nous désignerons cette vitesse 
de propagation des mouvements transversaux , qui est évidem- 
ment la vitesse de translation des „courants de déplacement" 
de Maxwell , par F. , de sorte que 
F. =—4— (13) 
5. Dans le cas où le milieu conduit parfaitement, c'est-à-dire. 
