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1'inclinaison de la tangente d'inflexion des isothermes, y<o; la position 

 du point d'inflexion, o > o. 



Premiere approximation. — Negligeons (3 et $. L'isotherme theorique 

 admet un point d'inflexion I d'abscisse dv = o. La condition de Maxwell, 

 ou meme ici la simple raison de symetrie, fait passer par ce point I la partie 

 rectiiigne LV de l'isotberme experimentale, qui s'y trouve divisee en deux 

 parties egales. La demi-longueur y] de LV est, conformement a la premiere 

 equation (5) (p. 1174) de M. Bruhat, 



Seconde approximation. — V introduction des termcs $ dv'* et odTdv- fail 

 varier Vordonnee da segment recliligne LV et Vabseisse de son milieu. 

 Le terme SdTdv* entraine un deplacement du point d'inflexion : 



i° L'abscisse devient — ^— d r T ou — yf < o; 



2 L'ordonnee croit de — ^ dT 2 < o. 



Le terme r j>dv'' impose au segment LV, par rapport au point d'inflexion, 

 trois deplacements: 



3° La courbe est deformee de part et d'autre du point d'inflexion; les 

 points Let Vsubissentune variation d'abscisse I — — - 5 J (3r] 4 = — -£- r i 2 >o; 



4° Les aires limitees par la courbe et la transversale LIV s'accroissent de 

 la quantite ^yj 3 ; la condition de Maxwell exige que cette droite soitrelevee 

 de |yj 4 ou & Z!./T 2 >o; 



5° Ge relevement entraine pour L et V une nouvelle variation d'abscisse 



^K-^)(- P -r) = ^<°- 



La somme des termes i°, 3°, 5° nous fournit immediatement la seconde 

 equation (5) de M. Bruhat, mrc sa signifo-a/itm ^enmelrique. 

 Des termes i° et 4° resulte la condition nomelle 



C'est bien a cette forme simple qne se reduirait, tous calculs efteclues, 

 la relation (7) de M. Bruhat. 



II. Passons a la detente adiabatique. A partir d'un ctat quelconque par- 

 faitement stable, on peul imaginer deux formes de detente adiabattgtte 



