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que se ha procedido en el capítulo anterior, las ecuaciones precedentes dan, con¬ 
forme puede deducirse de las ecuaciones 82 y 94 bis 
C' = (s + yjRgt) + F,{S - yjRgt) 
6' = F 3 (S + \Jñ~gt) + F 4 {s - yJlTgt) 
La solución trigonométrica últimamente introducida impone entre X y 1 la 
relación siguiente 
1 
T 
2 
Rg 
X 2 
Los valores de X para el caso de oscilaciones simétricas son las raíces de 
2 ti 
l = 
2v.l 
X 
siendo 2 / la longitud entre los puntos de apoyo. Los valores de 0' x’ é y 1 adoptan 
formas iguales á las del capitulo anterior. Una cosa análoga puede deducirse del 
caso en que las vibraciones son á uno y otro lado de la posición de reposo. 
En las fórmulas anteriores la perturbación se propaga á lo largo de la cate¬ 
naria con la velocidad V R g ■ Es fácil ver que en el caso de una catenaria cual¬ 
quiera la velocidad de propagación es Vpg -eos 9 (*)• Tomemos al efecto las ecua¬ 
ciones del movimiento perturbado. 
= .,W 
d s ^ d s 
dr¡' 
ae' 
de 
ds 
~~ dt 
< d£ 
1 
— + ©L0' 
dt 
pa 
d s 
dr¡' 
1 
r ¿0' 
= - 
T - (- T' 
dt 
pa 
d s 
100 
(*) Routh, Dynamik der Systeme starrer Korper. 
