THÉORIE THERMODYNAMIQUE, ETC. 



141 



i// se trouve représentée pour des phases de cette espèce. Si l'on 

 mène une tangente à la courbe des t//, le segment intercepté 

 sur l'axe des \p' est égal à ip' -h p V, avec la signification qui 

 doit être attribuée à cette expression dans l'équation (2). La 

 grandeur ( u, est représentée par le fragment intercepté sur 

 l'axe des xp' par la double tangente. Au commencement 

 de la couche-limite, partant du côté du liquide, on a 



ip'-\-p V — p x , et débute donc avec une valeur nulle. 



Pour de plus grands volumes au contraire, et par conséquent 

 pour de plus petites valeurs de q, xfj' 4- p V — est négatif. 

 C'est ce qui a lieu tant que l'on n'a pas atteint un volume pour 

 lequel f + pF — ^ , redevient nul ; et ce volume s'obtient 

 en menant du point de l'axe des tp\ où cet axe est coupé 

 par la double tangente, une tangente à la courbe des dont 

 le point de tangence sera nécessairement situé dans la partie 

 instable de l'isotherme. Pour des volumes encore plus grands, 



d 2 g 



ty' H- p y reste toujours plus grand que p J ; ~ - continue 



donc à être positif jusqu'à ce que, la densité de la vapeur 

 étant atteinte, il finisse par s'annuler. Si donc l'on prend 

 comme axe des h une perpendiculaire à la couche-limite, la 

 densité se trouvera représentée par la courbe de la forme, 

 très-simple, ci-dessous (voir fîg. 1). 



Vapeur 



Fig. 1. 



On pourrait tout aussi bien se servir de la fig. 2 (Théor. 

 molécul. fig. 1) pour conclure à cette marche de la densité. 

 Dans cette figure en effet, la valeur de y' -f- p V est prise 

 comme ordonnée. L'abscisse, il est vrai, représente la pres- 

 sion p, mais comme la marche de l'isotherme fait connaître 



