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ment rupture du réseau t, mais également des réseaux 6, 
de telle manière qu’à cette température les molécules 
gazogéniques a soient complètement libérées ou, en 
d’autres termes, les molécules liquidogéniques A seraient 
totalement dissociées. On voit que si meme ce résultat 
pouvait être obtenu, il ne porterait pas atteinte à 
notre théorie. Mais, en réalité, nous avons toujours 
observé le contraire, ainsi que les physiciens cités plus 
haut, fl résulte donc de ceci qu’à la température critique 
les molécules liquidogéniques A sont simplement libé¬ 
rées et deviennent susceptibles d’être mélangées à la 
vapeur en toute proportion, mais avant que le mélange 
soit réalisé, la densité à la partie inférieure du tube 
reste plus grande. 
Nous nous trouvons maintenant en face d’un état 
d’équilibre entièrement comparable aux équilibres chi¬ 
miques. A chaque température correspond un état de 
dissociation déterminé des molécules liquidogéniques, 
et cette dissociation serait complètement effectuée à une 
température ïj, notablement plus élevée que la tem¬ 
pérature critique, que nous avons désignée sous le nom 
de température de dissociation physique totale. Mais, quelle 
que soit l’opinion que l’on se fasse à cet égard, il n’en 
existe pas moins deux et même trois phases (la phase 
solide dans certains cas) au-dessus de la température 
critique. 
Nous pouvons maintenant compléter le réseau des iso¬ 
thermes ainsi que l’indique la figure 5, dans laquelle 
-+- p et — p représentent les pressions extérieures pos¬ 
sibles. Ainsi qu’on le voit, la rupture du système qui 
correspond à la phase liquide (définition ÏI) survient en (3 
pour une certaine traction — p en dessous de la tempé¬ 
rature critique; à une traction nulle à la température 
