DÉDUITE DIRECTEMENT DV POSTULAT DE CARNOT 



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égal à l'unité, -^(6} remplaçant i,'!») dans les foi- 

 mules iinales. Ce choix de la substance calorimé- 

 trique établira donc une équivalence quantita- 

 tive entre le travail gagné et la chaleur perdue, 

 et il n'y a aucune raison pour que ce résultat soit 

 restreint aux processus réversibles. Finalement, 

 nous sommes clairement invités à choisir la 

 fonction restante -^(f*) comme la mesure normale 

 de la température étalon 0, de sorte que, pour 

 tout intervalle fini de température, la formule 

 du moteur de Carnot devient : 



II 



II., 



'1\. 



0., 0,-0.. 



La seule exception à cette déduction est son 

 propre cas-limite, quand gifi) devient une cons- 

 tante, soit B '. Alors H, = 11, et T,2 =; Bll j :(:-,) 

 — ^'«2' ; niais nous sommes toujours invités à 

 choisir ■l{o) comme température absolue, et la 

 puissance motrice proviendra de la chute de 

 chaleur, invariable en quantité, à travers l'inter- 

 valle de température, exactement comme la 

 chute d'un courant d'eau à travers un change- 

 ment de niveau. 



La théorie formelle complète des moteurs ther- 

 miques, et des processus thermodynamiques en 

 général, peut être ainsi développée d'une façon 

 purement abstraite à partir de l'idée initiale de 

 Carnot, que la chaleur ne peut donner naissance 

 à une force motrice que par son retour vers un 

 état d'équilibre. En partant de ce postulat, il 

 appartient à l'expérience de décider entre deux 

 alternatives bien tranchées : 1° la chaleur est-elle 

 virtuellement uae substance accomplissant un 

 travail par sa chute à un niveau inférieur de tem- 

 pérature, ou 2° est-elle une forme d'énergie, 

 probablement d'un type moléculaire fortuit, qui 

 peut être réarrangée en partie en énergie ordon- 

 née ou mécanique, en profitant de son effort 

 inné de s'abaisser vers un niveau inerte de dis- 

 tribution. 



Les énergies cinétiques des molécules dans un 

 petit élément de masse se fusionneront, en fait, 

 beaucoup plus rapidement pour atteindre un 

 équilibre de distribution dans cet élément que 

 les énergies distribuées dans un grand volume 

 delà substance; aussi, dans le type statique de 

 théorie auquel la Thermodynamique se restreint, 

 on suppose que chaque élément de masse a tou- 

 jours une température. Mais l'énergie existant à 

 ce niveau inerte de distribution dans les élé- 

 ments infinitésimaux peut être en partie récupé- 

 i réeou reconstituée sous forme d'énergie arrangée 



en groupements finis dans ces éléments, en 

 lievenant ainsi partiellement régularisée, donc 

 d'un (ype mécanique, si l'on se sert convenable- 

 ment de l'effort ultérieur vers l'égalisation de 

 température entre les éléments et à travers la 

 masse entière. 



Il reste toujours, dans cet ordre d'idées, à iden- 

 tifier physiquement l'échelle de température 

 pour laquelle les formules se simplifient comme 

 il a été dit ci-dessus, et aussi à s'assurer que les 

 substances calorimétriques usuelles ne diffèrent 

 pas beaucoup intrinsèquement, dans les inter- 

 valles habituels de teinpératuie, de la substance 

 idéale qui permet de mesurer la chaleur comme 

 une énergie. 



Dans le gaz parfait idéal de Joule et \Vaters- 

 ton et de Clausius, les molécules n'exercent de 

 forces mutuelles qu'à l'instant de la rencontre, 

 leur trajet étant si court qu'il ne se produit 

 qu'un travail mécanique négligeable : il n'y a 

 pas d'énergie potentielle interne, et toute l'éner- 

 gie que reçoit une substance de cette nature 

 passe sous forme d'énergie cinétique des mou- 

 vements non coordonnés des molécules, qu'on 

 peut appeler « chaleur interne ». Comme Joule 

 l'a prouvé, la pression est égale à 2/3 t', où r' est 

 la partie transitoire de l'énergie moléculaire 

 par unité de volume : elle est égale à 2/3 At, où 

 r est l'énergie totale et k une constante. Donc, 

 l'énergie reçue par une masse de substance de 

 cette nature peut se mesurer par le changement 

 de volume qui se produit sous pression cons- 

 tante: si la température est mesurée également 

 par son expansion, elle constituera la substance 

 calorimétrique étalon. Mais quelle est la rela- 

 tion delà température ainsi mesurée avec la tem- 

 pérature absolue idéale? Le cycle de travail d'un 

 gaz, exposé et soumis à un examen rigoureux 

 et détaillé par Clausius* comme un exemple 



1. Il a accepté comme un fait le développement de chaleur 

 dans un gaz par compression, en se basant sur les expériences 

 familières et sur la correction de Laplace pour la vitesse des 

 ondes sonores; car, en adoptant l'idée courante, il s'est inter- 

 dit l'hypothèse de la création de chaleur nouvelle par le tra- 

 vail. Dans l'analyse algébrique des cycles gazeux (2' éd., 

 note infrapag., p. 'iO|, il a été ainsi conduit à des résultats 

 confus et en partie suspects, et à des remarques subséquen- 

 tes sur rambigu'ité de la théorie courante de la chaleur qu'il 

 avait adoptée (cf. p. oO). II a été ainsi embarrassé par le ré- 

 sultat de l'expjinsion du gaz dans un réservoir vide, trouvé 

 par Gay-l.ussac et Welter, l'un dea récipients gagnant autant 

 de chaleur que l'autre en perd; mais, plus tard, dans les 

 notes posthumes (p. (Il), il est arrivé à une clarté |>resque 

 complète. Ainsi, dan» le même contexte (.Vo^e* inédiles, p. 96), 

 "nous trouvons une suggestion de la méthode exi>érimentale 

 de .loule-Thomson : « Faire sortir de l'air d'un vaste réservoir 

 où il est comprimé, et rompre la vitesse dans un large tuvau 

 où se trouvent placés des corps solides, mesurer la tempéra- 

 ture lorsqu'elle est devenue uniforme. Voir ni elle est la même 

 que dans le réservoir. Mêmes expériences avec d'autres gaz. 



