DES GAZ ET LA PROPAGATION DU SON, ETC. 
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employé plus haut, c'est-à-dire, en considérant les images du 
gaz par rapport à des plans perpendiculaires aux axes des 
coordonnées , on peut montrer que la valeur de f , qui répond 
à cette expression (18), ne peut fournir un contingent l que 
pour l'intégrale dX^ lequel contingent 
d h 
est évidemment proportionnel à ^- . Mais, si T est la tempé- 
rature , on a — = e — , ou e est pour chaque gaz une con- 
d X dx 
d T 
stante connue. Par conséquent, l est aussi proportionnel à — 
0 T 
et peut être représenté par — x — . Le coefficient x ainsi intro- 
0 X 
duit n'est autre chose que le coefficient de conductibilité calo- 
rifique^ ce qui ressort de ce que l'intégrale jf^Ç^mr'^-\-E^ dX 
représente (exprimé en unités de travail) l'excès de la quantité 
de chaleur qui, dans l'unité de temps et à travers l'unité de 
surface d'un plan perpendiculaire à l'axe des x^ passe dans le 
sens des x positifs , sur celle qui passe dans le sens opposé. 
Si l'on connaissait la structure des molécules et leur action 
mutuelle, il y aurait quelque espoir de pouvoir calculer x. A 
défaut de cette connaissance, tout ce que nous pouvons déduire 
de nos équations, c'est que x, ainsi qu'il a déjà été montré par 
divers physiciens, est indépendant de la densité. 
Comparons, en effet, deux masses gazeuses qui aux points 
correspondants ont la même température, mais dont la seconde 
est p fois aussi dense que la première. En vertu de (18), la 
différence h — a doit alors être, pour le second gaz, p fois aussi 
grande que pour le premier. Or, l'expression N Fq étant déjà pour 
ce gaz p fois aussi grande que pour l'autre , une valeur de f , 
égale pour les deux gaz, donnera le rapport en question pour 
les valeurs de b — a; de là découle immédiatement l'égalité de 
X dans les deux cas. 
