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AB CD, D' E' F', dans la figure, extrêmement hautes et escarpées, 
l’élévation des parties DE, B ' C' D' à peine perceptible. Par exem¬ 
ple, il est 10 40 fois plus probable que [02 ^] 3 de vapeur d’eau à 
une température de 100 01° et à une pression de 760 mm. se trouve 
à l’état gazeux qu’à l’état liquide. 
Le diagramme de probabilité W sert à élucider ainsi les phé¬ 
nomènes de liquéfaction et surtout la règle de Maxwell d’une ma¬ 
nière nouvelle, mais il accentue aussi le défaut commun de toutes 
les démonstrations que l’on donne de ce théorème; on y fait usage, 
en effet, de la partie E" D" C" B" de l’isotherme quoiqu’elle repré¬ 
sente des états de probabilité minima. 
On comprend aussi la tendance du gaz à subir des sursatura¬ 
tions en D et des retards d’ébullition en D', puisque le change¬ 
ment d’état exige le passage par le domaine des états les moins 
probables. Mais nos formules ne peuvent expliquer le mécanisme 
des phénomènes de retard ou de faux équilibre car nous n’avons 
pas tenu compte de leur vraie cause, c’est-à-dire des phénomènes 
capillaires qui s’opposent à la naissance de gouttelettes dans la va¬ 
peur sursaturée et de bulles dans un liquide surchauffé. 
§ 7. Passons à l’analyse des phénomènes qui se produisent au 
voisinage du point critique. Le diagramme W construit pour la tem¬ 
pérature critique nous prouve que la tendance à subir des agglo¬ 
mérations et des raréfactions locales augmente extrêmement à cette 
9p 9^p , 
température. Au point critique lui-même, on a: — = — -■=0; l’équa¬ 
tion (5) se réduit donc à: 
W ( ô ) dô 
b e -ï& 4 dô 
v vA 
y = 
33 
p\ 
R F 4! V dv*J t 
(13) 
et la valeur moyenne de la condensation locale positive ou néga¬ 
tive est: 
- _ i rq)_. Q-489 
4 F ( 1.) 4 
n U) Vÿ 
(14) 
Admettons par exemple l’équation de Van der Waals. On a alors, 
au point critique: 
