SÉANCE DU 21 MAI I90G. II23 



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

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

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



(i3) m dt = c, dt + AT-J- ~ dt. 



c, étant défini absolument dans la formule de J. Bertrand. Des rela- 

 tions (12) et (i3) on tire 



N) - ^-^. = at4^[(^)_-4]. 



On aurait de même en A' 



(■») <='-''. = AT 4;i[(l),-^] 



et par suite d'après (lo) 



OC, c' < c\. 



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



(.6) e,-c\ = Al [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 

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



Ainsi donc : il y a lieu de distinguer en chaque point de la courl^e de 

 saturation deux chaleurs spécifiques à volume constant. 



Les discontinuités correspondantes (c — cj, (c' — c'J 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 m, m', en remplaçant / par( — ZT^) ' ^'i^si 



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



