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H. VERGNE ET J. VILLEY.

par conséquent, nous présumons que, dans le système supposé en équilibre chimique, il provoquera la réaction dans le sens qui modère cette variation, c’est-à-dire dans le sens qui, à $\mathrm {T}$ et $p$ constants, comporte une diminution du potentiel chimique $h_{1}$ du composant ainsi introduit.

Il importe de démontrer de façon précise ce résultat essentiel. Nous venons de rappeler la définition $h_{i}={\frac {\partial \Psi }{\partial \mu _{i}}}$ (calculé à $\mathrm {T}$ et $p$ constants) ; et, puisque nous considérons le cas où bon fait des additions du seul composant d’indice 1, le potentiel thermodynamique $\Psi$ du système devient une fonction de la seule variable $\mu _{1}$ qui définit à chaque instant la masse totale des additions réalisées. Nous représentons la variation de $\Psi$ en fonction de $\mu _{1}$ par une courbe (fig. 6) : en chaque point de cette courbe, le coefficient angulaire de la tangente ${\frac {\partial \Psi }{\partial \mu _{1}}}=h_{1}$ sera égal au potentiel chimique du composant introduit.

Fig. 6.

Partant d’un état initial d’équilibre chimique du système représenté par le point figuratif A, nous faisons (à $\mathrm {T}$ et $p$ constants) l’addition $d\mu _{1}$ qui nous amène à un nouvel état d’équilibre chimique B : la courbe AB représente les variations de $\Psi$ pour le système s’il reste en équilibre chimique réversible pendant l’addition $d\mu _{1}.$

Raisonnant comme nous l’avons fait pour les lois du déplacement thermodynamique de l’équilibre, nous décomposerons par la pensée cette transformation globale AB en deux transformations partielles successives : l’une AB’ suivant laquelle la masse introduite $d\mu _{1}$ est supposée n’avoir pas réagi chimiquement, l’autre B’B suivant laquelle