DES GAZ ET LA PROPAGATION DU SON, ETC. 
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Nous devons faire observer , toutefois , que le premier terme 
de cette formule s'évanouit lorsque , dans le cas des vibrations 
sonores, on cherche l'énergie moyenne d'un élément de volume 
pendant la durée d'une vibration; en effet, la valeur moyenne 
de s est alors zéro. Il en est de même lorsqu'on calcule l'énergie 
dans une portion de l'espace contenant la même quantité de 
gaz qu'à l'état d'équilibre. Pour la masse gazeuse totale^ l'éner- 
gie du mouvement sonore est, en tout cas, une quantité du 
second ordre. 
M. Rink , dans le Mémoire déjà cité , a aussi considéré l'énergie 
du mouvement sonore. Pour cela , il a calculé la quantité 
d'énergie communiquée par une plaque vibrante aux molécules 
qui viennent la heurter. Dans le résultat il entre de nouveau un 
terme du premier ordre , et l'auteur signale la grande différence 
que ce résultat présente avec celui de M. Grinwis. Mais il ne 
remarque pas que l'absence d'un terme du premier ordre, chez 
M. Grinvi^is , est simplement une conséquence de la manière dont 
celui-ci a calculé l'énergie. 
Comme M. Rink n'a pas cherché combien il existe d'énergie 
dans un volume déterminé du gaz , mais seulement combien 
d'énergie est communiquée au gaz par un corps vibrant, son 
résultat n'est pas directement comparable au nôtre. 
§ 5. Déduction plus exacte des 
équations du mouvement. Frottement interne et 
conductibilité calorifique. 
Au § 3, nous avons obtenu les équations («2)5 {^•1)1 (^2) ®" 
négligeant tout à fait la fonction f dans l'expression (6). Main- 
tenant nous allons essayer de pousser l'approximation plus loin , 
c'est-à-dire, de faire entrer en ligne de compte la circonstance 
que l'état de mouvement en un point de la masse gazeuse n'est 
pas entièrement identique à celui qui existerait si, dans toute 
l'étendue de cette masse et d'une manière persistante, 
u, avaient les mêmes valeurs qu'au point considéré. 
Archives Néerlandaises, T. XVI. 3 
