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(101) z/.V= -^^ + ^ Ti^ (0-«) ^^ j''ij(/rj. 



Dividiert man Q durch T und vergleiciit den Quotienten mit .J.S', 

 so findet man : 



IL- ^ o _ J ('''„./„ ^ (P - tfj') (fe - _ (c-a) (Tjj 



T 



<102) -1- = ^5— -[,- ^ inlv 



Da nach der Figur ^pclv>{i) — öp) (b — c) ist, so bleiben diese 

 beiden mittleren Glieder zusammen substraktiv, und es wird daher: 



(103) ^- < JS. 



Vergrössert man umgekehrt p und sorgt dafür, dass wieder 

 der neue Druck 



(104) p ^ dp = const. 



bleibt, so kondensiert aller Dampf, und der Zustandspunkt rückt 

 auf die Isotherme nach D. Wenn man wieder IFals gewonnene 

 Arbeit, Q als mitgeteilte Wärmemenge, /l S als Zunahme der 

 Entropie einführt, so erhält man statt der Glchgn. (99) bis (102) 

 folgende andere: 



(105) W= —{p^dp){n — e + e — d). 



( 1 06) Q = .d U — p (ffl — e) — (j) + Sp) (e — d) — (a — e) Öp. 



(107) JA = -4^ - ^r \i> (« - e) -f \'\>dv\ . 



(108) 4 = JÄ-4- ^fpäv - ^P + ^P^C^-ä) _ U,-^)^P _ 



In der letzten Gleichung ist nach der Figur ^pdv < ( p -j- dp) (e — d). 

 so dass diese beiden Glieder zusammengenommen auch hier sub- 

 traktiv bleiben. Daher gilt (103) hier ebenfalls. Die unstetigen 

 und nichtumkehrbaren Verdampfungen und Kondensationen folgen 

 also beide der Beziehung (23). 



Genau die gleiche Entwickelung gilt auch für das Schmelzen 

 und Erstarren eines Körpers. Hat dieser im festen Zustande 

 -e'm kleineres spezifisches Volumen, als im tropfbar flüssigen, so 



