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comme pour T et #; alors il faut tout d'abord appliquer les valeurs F, et T, à ces der- 
4. 1{F—T) 
nières. Pour la même valeur de z (21) donne des valeurs relativement faibles à Es J 
f 
d\F—T 
et Fo en sorte que, pourvu que (21) soit juste, la véritable valeur {F#— T} de la 
différence (F— 7) peut être déterminée d'une manière très accentuée. Or, le contrôle de 
la concordance de (21) avec les observations consiste à chercher si, en donnant aux valeurs 
d'observation f, et L, les corrections of, et 014, qui sous le rapport numérique sont 
moindres que les erreurs d'observation probables, on peut obtenir des corrections corres- 
pondantes, OF, et 0T,, telles que la différence (F,+0F,)—(T,+0T,) = F— T soit 
— {F—T}. On constate que ceci est praticable et qu'en même temps on peut déterminer 
f et L avec une exactitude suffisante, et par lå F et et 7, grace aux formules ci-dessus 
données (10) et (10) en VII, ainsi que (9) en VI. 
En élevant 7’ aux puissances, posant t = #, LZ, = 0 et T, = 0, Von obtient de 
(21) la relation (24), importante et simple, entre les trois éléments critiques. Cette méme 
formule et yes stonmmles (25)) mesultent’ der (20), pouter — te, a er ne 
a re 
Puis on a comparé les résultats de la formule (24) avec les données critiques 
p=f-, 0 = vet t — t., obtenues par les observations d'une série de substances, et 
ces résultats, par rapport à des erreurs d'observation probables, concordent très bien. On 
regarde principalement comme prouvé par ces recherches qu'il existe une 
équation d’etat commune aux liquides et à leurs vapeurs, équation déterminée 
par (18) et (19). Les formules (26) et (26) servent à calculer les #- fonctions Y, X, m 
) 
ets = T+i, sit<t. Sit>t, T, à et s = Ti deviennent imaginaires, et les, 
formules (21) et (26) prennent la forme (27), qui nous fait voir entre autres que ¢ = © 
donne, il est vrai, F = 0, V= T:2V—1 0, Y=0, X—0,m—0e X:F — 0, 
mais des valeurs limitées des proportions F:V, Y:V, m:V et X: V?. 
XV. Si dans l'équation d'état (18) on pose w = 0, il faut que Y(4(w)) = 0, 
et la pression p se réduit alors à f-d(v), que nous désignons par y et 
nommons «la pression idéale». Alors (29) est «l'équation d'état idéale», 
tandis que (30), où a est négligeable pour #<#, et où la fonction //(¢:(v)) est démontrée 
> 0 pour » >a, est la vraie équation d'état. La fig. 5 (p.147 (45)) montre l'isotherme 
«idéale» et Visotherme véritable, qui se coupent en cing points dont les abscisses sont 
les racines par rapport à v des équations d(v) + a = 1 et die) = 0. Pour t>t., on 
n'a qu'un point d'intersection dont l’abseisse est toujours > w et constitue la racine réelle 
de l'équation ç(v) + a — 1; pour ¢< 7’, valeur qui donne m = © = @’, la racine ne 
sera qu'un peu >». a peut être supposé avoir la forme (33), où » est un nombre 
positif si grand, que @:d¢(w-) peut être regardé comme négligeable. 
L'équation (34), où @ varie faiblement avec ¢, constitue la forme d'une équation 
d'état qu'on peul amener à satisfaire à toutes les conditions connues. Alors il ne manque 
encore que la détermination de 2 et de w ainsi que, pour 44%, de a. A vrai dire, il ne 
faut pas croire que de la sorte le membre de droite de (34) puisse en arriver à coincider 
