THÉORIE MÉCANIQUE DE LA CHALEUR. 239 
quée au corps ou cédée par lui, pour une variation d'état 
représentée par un arc infiniment petit du diagramme, 
r étant la température absolue à laquelle cette quantité 
de chaleur a été communiquée ou cédée et le signe f's’é- 
tendant à tout le périmètre du diagramme. Nous avons 
ainsi retrouvé des relations que M. Clausius* avait décou- 
vertes par une voie toute différente. 
L’équation (17) est d’une généralité absolue pour tout 
cycle; c’est la conséquence immédiate du principe de 
l'équivalent mécanique. Mais la loi si simple établie au 
$ 3 étant basée sur la reversibilité du cycle, on peut 
soupconner que l’équation (16), qui en est l’expression, 
n’est pas applicable au cas d’un cycle irréversible. Or, un 
cycle peut être rendu irréversible par deux genres de 
phénomènes dont l’absence a été implicitement supposée 
dans les prémisses qui ont servi à établir cette équation : 
4° Le corps moteur, pendant la période d’acquisition 
de chaleur, est en contact avec des réservoirs de chaleur 
plus chauds que lui ; pendant la période de cession de 
chaleur il est en contact avec des réservoirs de chaleur 
plus froids que lui. Ea première de ces circonstances 
laisse intacte la somme des quantités de chaleur positives, 
tandis que la seconde augmente la somme de celles qui 
sont négatives. 
2e Le corps moteur surmonte en se dilatant une pres- 
sion extérieure inférieure à sa propre force expansive. Il 
en résulte que, pour une dilatation donnée, uné moindre 
quantité de chaleur latente est requise. La somme des 
quantités de chaleur positives est donc diminuée, sans 
que celle des quantités négatives soit altérée. 
* Voyez Poggend. Annalen, tome XCIII: Ueber eine verænderte 
Form des zweiten Hauptsatzes der mechanischen Wærmetheorie. 
