SUR i/ÉTAT SOLIDE. 



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par c\. En outre la partie sous le signe log y figure au 2 d degré, con- 

 formément à la relation de dissociation c 2 2 : c x = etc. 



Or, le cas qui se présente le plus souvent en réalité, est celui, où (3 

 est rapproche de 1 (dissociation presque complète des molécules dans le 

 liquide), tandis que (3' est voisin de 0 (molécules du solide presque pas 

 dissociées); il nous faudra donc transformer encore l'équation (19) en 

 vue de ce cas. 



Si dans l'équation (19) on remplace uniquement log \^Çp ~\~ | jj j 



par le second membre de (/3), sans toucher aux grandeurs affectées d'ac- 

 cents, on trouve: 



, r(p+-M 2 g* i + <y 1 -1 



Cette équation est encore rigoureusement exacte; mais lorsque (3 est 

 suffisamment voisin de 1 et (3' de 0, de sorte que v est voisin de 2ô 2 et 

 v de b l} on peut simplifier notablement (19 b ), en posant tout simple- 

 ment: 



(3 = 1, (3' = 0, v = M 1} v' = b x . 



Cela est effectivement permis dans beaucoup de cas, ainsi que cela 

 résulte de la planche II (loc. cit.) et des tableaux qui s'y rapportent 

 (pp. 38 et suiv.). Même à 100°, où la pression de coexistence est à peu 

 près égale à zéro, pour la substance hypothétique que nous avons con- 

 sidérée, de sorte que la ligne pT solide-liquide coupe l'axe /> = 0 dans 

 le voisinage du triple point solide-liquide-vapeur, le tableau de la p. 38 

 indique que, pour p — Q, on a (3 = 1 et (3 f = 0,06 environ (compris entre 

 0,093 et 0,011). A toutes les températures comprises entre 0° (absolu) 

 et 100° on pourra donc dans notre cas poser a fortiori (3=1 et (3' = 0. 

 Cela est d'ailleurs absolument vrai pour T=0 (voir pl. II). 



Pour % C~ - — b. (\ — on peut alors écrire — ™ (-^-^ • 

 \u v y \v 1 v V ù , \ 2 b 2 y 



Q . • , — Aô — Ab —Ab 



01 nous y ajoutons 2 — = . > 2 , la somme est - — — -, puisque 



b l + Aô = 'Zb 2 . L'équation (19 /; ) devient donc: 



