( 94i ) 

 dans laquelle il convient de bien remarquer que c^ est la chaleur spéci- 

 fique sous le volume constant (»(,. 

 » De l'équation (i) on déduit 



» En multipliant l'équation (2) par cj et en éliminant —, à l'aide de (3), 

 on peut la mettre sous la forme 



(4) S,„ = An. ^-X£ jr7;(^, ^) J^ ^ f ^-" dy. 



» Mais M. Sidney Young a montré (Phil. Mag., novembre 1890 et jan- 

 vier 1894) que les éléments critiques satisfont très exactement à la relation 



P V - 



u -L ' =^ const. = K pour un même groupe de corps ayant des constitu- 



tions moléculaires semblables. 



» M. Amagata, à' ■M\\(.m\-s,vnon[,ré (^Comptes rendus, i3 juillet 1896) que 

 la loi de M. S. Young se déduit directement de celle de Van der Waals et 

 qu'elle subsiste même pour deux états correspondants quelconques. 



» D'autre part, remarquons que si nous supposons x„ suffisamment 

 grand, ce qui ne restreint nullement la généralité de l'expression de S„,, 

 Cfl peut être considéré comme se rapportant à l'état de gaz parfait. 



» Si l'on admet, au moins comme première approximation expérimen- 

 tale, que le produit C7C„ = 6,„, dans la deuxième intégrale, est une con- 

 stante pour un même groupe de corps ayant des constitutions moléculaires 

 semblables, on a finalement 



fA^^y)dx-\- c,„L J; 



.r„ J » 



ce qui représente bien une fonction de x et de y, la même pour tous les 

 corps. 



» Ainsi se trouve démontré le théorème annoncé; mais on voit qu'il ne 

 peut s'appliquer qu'à des corps ayant des constitutions moléculaires sem- 

 blables, car l'expression (5) de S,„ renferme deux constantes, K et c„,, 

 qui ne sont pas des constantes absolues. 



» Cette nécessité de former des groupes, pour comparer les corps au 

 point de vue de leurs propriétés dans les états correspondants, est d'ailleurs 

 générale. J'apprends, en effet, que M. Mathias, par une voie toute diffé- 



