SÉANCE DU 21 MA.T I90G. II23 



Mais on pourrait, négligeant de même des quantités de second ordre, 

 aller de A en B, en effectuant les transfonnations BD et DA intérieures à 

 la courbe de saturation ; il est facile de voir qu'on aurait alors : 



(j3) mdt = c,dt + M:^^dt. 



Cj étant défini absolument dans la l'oiinule de J. Bertrand. Des rela- 

 tions (12) et (i3) on tire 



On aurait de même en A' 



(-) »'-''. = Aï-ï[(l)-4] 



et par suite d'après (lo) 



c> c^ c' < c\. 



D'après ce qui précède la relation (4) doit donc s'écrire 



(.6) c,-c\^ AT {u-u')^. 



Si on y remplace c^ et c\ par leurs valeurs tirées de (i4) et (i5), on 

 retrouve précisément la relation (3). Par suite, on peut arriver directement 

 à la relation (i6) sans passer par la formule de J. Bertrand, en éliminant 

 (f — c') entre les relations (3) (i4) et (i5). 



Ainsi donc : il j- a lieu de distinguer en cbaque point de la courbe de 

 saturation deux chaleurs spécifiques à volume constant. 



Les discontinuités correspondantes (c — cj, (c' — c\) dues à la pré- 

 sence des points anguleux vont en diminuant avec les différences expri- 

 mées par les relations (lo) au fur et à mesure qu'on s'approche du point 

 critique où elles finissent par disparaître. 



La relation (4) devient maintenant exacte, à la condition de l'appliquer 

 aux secondes chaleurs spécifiques c,, c\ qu'on n'avait pas distinguées 

 des premières. 



De même, si au moyen des relations (2 , on déduit la valeur des chaleurs 

 spécifiques à volume constant de la connaissance des chaleurs spécifiques 



de liquide ou de vapeur saturés 7», /«', en remplaçant Ipavl „ J „. j ■ ainsi 



que l'a fait M. Mathias dans un mémoire (important et bien connu, les 



