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ce qui exige qu'on ait séparément 



du. 



(fl 



A9'(T) = o, 



De la première on tire, V étant une fonction arbitraire de la seule va- 

 riable t', 



» Ainsi, on a cette seconde proposition : 



» Quel que soit le corps considéré, la quanlité que 31. Clausius a cq?pelée /'en- 

 tropie ne peut pas èlre une fonction quelconque du volume et de la tempéra- 

 ture; de même que la chaleur interne, l'entropie ne peut être que la somme de 

 deux fonctions : l'une du volume seul, l'autre de ta température seule. 



» Par suite, la seconde des équations obtenues donne 



(«) ip-i-R)Y = T, 



ce qui établit la loi énoncée. Telle est la forme nécessaire qui lie la pres- 

 sion, le volume et la température d'un corps quelconque, R et V étant deux 

 fonctions de v seulement. 



i> Nous avons dit, au début, que jusqu'ici la théorie n'avait fourni 

 aucune indication certaine et générale comme celle dont il s'agit ici. 



» Nous devons, à ce sujet, faire une remarque. M. Hirn, dans la dernière 

 édition de son Exposition de la Théorie mécanique de la chaleur, divise 

 très-judicieusement cette théorie en deux branches : dans la première, il dé- 

 veloppe les conséquences rigoureuses des deux propositions fondamentales; 

 dans la seconde, il expose un grand nombre de vues philosophiques et de 

 résultats intuitifs; dans cette seconde Partie, M. Hirn indique notamment 

 comment on pourrait, selon lui, rendre les lois de Mariolte et de Gay- 

 Lussac applicables à tous les corps, à la condition d'adjoindre à la pression/? 

 qui y entre une certaine pression fictive R qui équivaudrait à ce qu'il 

 appelle la somme de toutes les actions moléculaires, laquelle ne dépendrait 

 que du volume. Il arrive ainsi à la formule 



(p -i- R) ^ = K = const., 



coïncidant avec les lois de Mariolte et Gay-Lussac pour R = o. 



» On voit que cette formule et la nôtre [a) seraient identiques si l'on 

 admettait que, pour tous les corps, la fonctionV, introduite par notreana- 



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