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J. D. VAN DER WAALS 



n'a-t-il pas varié, de manière que d V , -\- d V 2 -\- d V =0; 

 alors : 



dE— rdy^odS, 



ou bien 



r d 7] = d E — a dS ; 



E et 7] représentant ici l'énergie et l'entropie totales présentes 

 dans le vase. Comparons cette équation avec 



r drjzndE pd V; 



nous conclurons que les relations données par la théorie mé- 

 canique de la chaleur à l'égard de p peuvent être immédiate- 

 ment, et sans modifications pour le cas considéré, appliquées 

 à — cf. Le volume n'avait-il pas été supposé invariable, nous 

 aurions obtenu 



rdrj-=.dE-\-pdV — a d S. 



Si nous considérons E comme fonction de r, F et S, l'équation 

 précédente devient 



, DE , VdE 1 rd E 1 _ c 



vs *- ts J *~ IV 



Comme d y doit être une différentielle totale, et que dr,d V, 

 dS sont des grandeurs indépendantes les unes des autres, 

 nous déduisons de ceci de la manière connue: 



, d E , d p , T7 /3 A j c 



t dri—- a r -(- r - - d V — ri — ) do. 



v x or \u r J sv 



vs vs v ' 



De cette équation nous concluons que si à volume constant 

 la surface augmente, il faut, pour maintenir la même tempé- 

 rature, ajouter une quantité de chaleur donnée par l'équation 



(Ë)r*=-*(U)2 (v ° ir GibbS pag6S 434 6t 436) - 



*) De cette équation on déduit, comme o = 0 et par conséquent 



( ( i9.\ — 0 à la température critique, que ^_ ff y sera nul, et que la 

 d S J tv dt 



courbe qui représente a comme fonction de la température est tangente 



à l'abscisse de la température au point critique; comme l'exige ma 



théorie, d'accord en cela avec les observations de M. E. de V ries. 



