l'équation d'état et la théorie, etc. 



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Si maintenant C = Ç~J~^ r > l'équation (1) est vérifiée. 

 Une solution possible de F équation (1) est donc 



ht 



v—b 1 



ou bien 



;_, rRT _ 7 HT 



J'étais arrivé à l'équation (2) en partant de Y équation du viriel, et 

 supposant qu'à une température déterminée le rapport entre la force 

 vive du mouvement atomique et celle du mouvement moléculaire fût 

 indépendante du degré de condensation de la matière, et pût être repré- 

 sentée, à toute température, par la constante y. La quantité b 0 dans 

 Féquation (2) représente la valeur de b pour T = 0 ou à une pression 

 infiniment grande, et peut donc être appelée le volume limite de la 

 molécule. Elle doit être intimement liée au volume des atomes qui con- 

 stituent la molécule. 



La façon dont j'étais arrivé à Téquation (2), en partant de Féquation 

 du viriel, ne me paraissait toutefois pas absolument certaine; en parti- 

 culier la constance de y me paraissait sujette à caution. Le résultat 

 obtenu par voie thermodynamique montre bien que la forme (2) est 

 probable; elle laisse néanmoins pendante la question de savoir s'il n'y 

 a pas cF autres formes encore qui vérifient l'équation différentielle (1) — 

 indépendamment d'ailleurs de cette autre question : la forme choisie 

 pour s est elle la plus générale. 



Ces considérations m'ont engagé à chercher si par hasard la théorie 

 du mouvement cyclique ne permettrait pas de dissiper l'une ou l'autre 

 de ces incertitudes. 



Considérons un gaz, à une température déterminée et occupant un 

 volume donné, comme un système animé cFun mouvement cyclique *). 



Comme premier cas nous supposerons que le gaz soit formé de points 



*) Pour la théorie du mouvement cyclique voir e. a. : H. von Helmholtz, 

 Kronecker's Journal, Bd. 97, pp. 111 et 317. — L. Boltzmann, ibidem, Bd. 98, p. 68. 



