PHÉNOMÈNES THERMO-ELECTRIQUES. 
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M. Budde le conduisent au même résultat ; en effet, ces voies 
reviennent l'une et l'autre à une application de la première 
loi de la thermodynamique à la même question. Dans le 
premier raisonnement on pourrait se borner à la considé- 
ration du premier et du quatrième changement, les autres 
ayant lieu tandis que le transmetteur est séparé du „ contact", 
de sorte que pour ceux-ci « est égal à p. Cette égalité est 
exprimée par les équations 
dl^zzzd U,, dl, = dW„ dl^=d W., dl^=d 
de M. Budde dans lesquelles on peut remplacer dW^ et dW^ 
par les accroissements correspondants d etd U^, Si toute- 
fois le premier procédé de M. Budde est débarrassé des deuxième, 
troisième, cinquième et sixième changements, il devient plus clair 
qu'au fond il est la même chose que le second raisonnement. 
Du reste, on aurait pu prédire que la loi de l'équivalence 
de la chaleur et du travail ne saurait donner qu'une seule 
et même formule. Que cette prédiction se justifie ne peut 
être une raison pour que ma théorie laisse indéterminée la 
capacité calorifique de l'électricité. 
§ 10. Revenons au problème dont il fut question au 
commencement du paragraphe 7. Soit A A' une pièce de 
métal dont les extrémités A et A' sont maintenues aux tem- 
pératures constantes T et T + c2 T au moyen de réservoirs 
de chaleur convenables. Supposons que l'équilibre électrique 
se soit établi et qu'il y ait alors une différence de potentiel, 
proportionnelle à d T, entre A et A'. Soit cp le potentiel de 
A, (p -\- i d T celui de A', i étant une fonction inconnue de 
la température. 
Pour qu'une quantité d'électricité infiniment petite e traverse 
le conducteur dans la direction A' A, il suffit de mettre les 
extrémités A et A' en communication avec deux transmetteurs 
G et G' composés du même métal que le conducteur, et de 
faire accroître la capacité électrostatique de G tandis que 
celle de G' diminue. Soient, au commencement, qp et qp + / 7" 
