EXPUCATION MÉCANIQUE DES DIVERS ÉTATS DES CORPS

Nous avons exposé précédemment une théorie mécanique des gaz, fondée sur une hypothèse très-nette, relative aux mouvements dont leurs molécules sont animées. La théorie des corps solides ou liquides est encore à faire : leurs molécules sont à des distances telles qu'il n'est plus permis de faire abstraction de leurs actions réciproques, et l'on ne peut se livrer qu'à des inductions vagues sur la nature du mouvement qui les caractérise. Dans les corps solides on doit admettre que les molécules oscillent autour de positions d'équilibre fixes, tandis que dans les liquides elles n'ont pas de position d'équilibre déterminée.

FUSION. — VAPORISATION. — Quand un corps passe de l'état solide à l'état liquide, il faut que la nature du mouvement des molécules se modifle, ce qui exige un certain travail, par suite Tabsorption d'une certaine quantité de chaleur dite latente. L*équîvalent de cette chaleur absorbée est l'accomplissement d*un travail interne, auquel on doit ajouter, dans le cas où la fusion s'accompagne d'un changement de volume, le travail externe correspondant au déplacement de la pression.

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Le changement qui survient dans le mouvement moléculaire, quand un corps passe de l'état liquide à Tétat gazeux, estautr^ ment considérable. Il faut» en effet, que les molécules, outre leur énergie vibratoire, acquièrent une vitesse de translation assez considérable pour que leurs actions réciproques puissent être ultérieurement négligées. La chaleur latente de vaporis^ tion sera donc en général beaucoup plus grande que la chaleur latente de fusion, ainsi que Texpérience nous Ta déjà appris.

Il reste à expliquer les circonstances mêmes du phénomèoe de la vaporisation, spécialement l'existence de la tension mailmum. Voici les idées émises à ce sujet par M. Clausius (*). Dans un liquide les vitesses de translation des molécules résultentde leurs chocs accidentels; elles sont en général assez petites poor qu^une molécule, voisine de la surface libre, demeure comprise dans la sphère d'action des molécules environnantes, et pir conséquent continue à faire partie du liquide; mais cette vitesse peut accidentellement devenir assez grande pour que la molécule échappe à Taciion de son entourage, et il arrivera de temps en temps que celte circonstance critique se présentera pour uoe molécule appartenante la surface même : alors elle abandonnen le reste de la masse liquide, en conservant une certaine vitesse delranslalion, c'est-à-dire qu'elle aura pris la condition mécanique correspondant à l'étal gazeux : elle la consenera désormais, si elle se trouve dans un espace vide indéfini. La vaporisation s'exercera donc sans limite, comme l'indique Tev périence.

11 ne peut en être de même dans un espace limité. Ifen;^ ce cas la molécule de liquide vaporisé rencontrera bienlùl un»* paroi qui la rélléchira, puis arrivera dans le voisirrage de la surface libre du liquide, soit avec une vitesse latérale trop graiid<^ pour y être arrêtée, soit avec une vitesse sunîsammeni faible, et alors elle restera dans la sphère d'action des molécules liquides : le mécanisme de celte condensation de la vapeur «"st précisément inverse de celui qui a présidé à la vaporisation. Il est évident qu'un équilibre déterminé doit s'établir à lalon^e

(•) CLAUiiii:s, Théorie mécanique de la chaleur^ traduction Folie, t. 11. Mcm. XIV.

entre les deux phénomènes de sens opposé et qu'il sera caractérisé par une valeur constante de la pression exercée sur les parois du vase. Ce sera justement la tension maximum que Ton attribue à la vapeur.

Plus la température s^élève, plus la vitesse moyenne de translation des molécules du liquide est considérable, et plus la condition critique, favorable à la vaporisation, s'établit d*une manière fréquente. La tension maximum doit donc augmenter avec la température.

On remarque d'ailleurs que, s'il n'y a pas de chaleur fournie de Textérieur, les molécules liquides non vaporisées auront une vitesse de translation moyenne d'autant plus faible, qu'un plus grand nombre de molécules auront été projetées à l'extérieur, puisque celles-ci possédaient évidemment les vitesses les plus considérables. La température d'un liquide, proportionnelle à la force vive moyenne de ses molécules, s'abaisse donc dans l'acte de la vaporisation.

La présence d'un gaz, au-dessus du liquide qui se vaporise, n*empéche pas la vaporisation, mais la rend plus lente, par la multiplicité des chocs que la molécule de vapeur émise doit éprouver avant d'arriver à une distance notable de la surface du liquide. D'ailleurs, les chances de choc étant les mêmes pour les molécules récemment émises ou prêtes à être absorbées, la présence du gaz ne modifiera en rien la force élastique maximum.

GOHBUIAISON. — Les hypothèses sur lesquelles repose la théorie des gaz précédemment exposée, ainsi que celles qui nous servent actuellement à tenter l'explication purement mécanique des phénomènes, sont essentiellement atomiques. Nous considérons la combinaison comme résultant de la réunion d'un certain nombre d'atomes d'espèce différente en une molécule complexe, ayant une structure propre, et représentant la plus petite portion du composé que l'on puisse isoler sans détruire la combinaison.

Le phénomène qu'il convient surtout d'expliquer, c'est le dégagement de chaleur qui accompagne la combinaison directe. Or on observera que les atomes simples, constitutifs

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d'une molécule composée, ne possèdent pas, à rinslanl qui précède la combinaison, des vitesses moyennes de translatk» égales. Une molécule d*hydrogène libre se*meut quatre fois plus vile qu'une molécule d'oxygène, et en général, pourUHis les gaz parfaits, les vitesses sont en raison inverse de la radne carrée de la densité : il est impossible qu'elles s'égalisent, sans qu'il en résulte des chocs, des pertes de force vive du mouvement de translation, dont l'équivalent doit se retrouver dans un accroissement correspondant des vitesses vibratoires, c'esià-dire de la température.

Quant aux combinaisons indirectes, accompagnées d'absorption de chaleur, nous avons vu qu'elles ne se produisent que par l'intervention d'une énergie extérieure, ou à la faveur de combinaisons directes dégageant une quantité de chaleur surabondante, de telle sorte que le phénomène résultant soil encore un dégagement de chaleur.

Il est évident que ce ne sont là que des aperçus, et qu'on ne pourrait, par de semblables moyens, arriver à aucune loi numérique, sans faire des hypothèses spéciales sur la nature du mouvement moléculaire caractéristique de chaque espèce de corps.

ESSAIS TEHTÉS EH VUE DE BâmaffiR LE SECOID PBIiaR M U THÉORIE MÉGAHiaUE DE Là CHALEUR AUX LOIS OlDOUDES M U MÉGAHIttUE. — Tant qu'on laisse subsister quelque chose de vague ou d'indéterminé dans les hypothèses fondamentales, il est bien difficile d'arriver à la démonstration d*aucun théorème précis. Il y aurait cependant un très-grand intérêt à interpréter mécaniquement la loi si générale et si féconde que nous avons admise comme second principe fondamental de la Théorie de b chaleur. N'oublions pas en effet que la démonstration du principe de Carnot repose encore sur ce postulatum, qu'i7 est impossible de transporter directement de la chaleur d'un corpi plusjroid sur un corps plus chaud, sans dépense extérieurt d'énergie^ et que la signification mécanique de cette profiOsiiion est encore un problème pour nous.

Plusieurs physiciens se sont efforcés, dans ces dernier? temps, de ramener l'énoncé de Carnot aux lois ordinaires de U Mécanique, sans introduire de restrictions trop particuliert^s

quant au mode de mouvement dont les molécules des corps peuvent être animées. MM. Clausius (•), Boitzmann (2), Szily (') ont publié à ce sujet des Mémoires fort remarquables auxquels nous renverrons le lecteur. Mais ces savants sont toujours obHgés d'introduire dans leurs raisonnements certaines hypothèses restrictives qui remplacent le postulatum physique que nous avons admis, et dont la nécessité n'est pas a priori absolument évidente. Nous nous dispenserons donc d'insister plus longuement sur ce sujet.

(') Clacsics, jénnales de Poggendorff, t. CXLII, p. i^i» et Journal de Phr" sique, t. I*% p. 33 ; Annales de Poggendorff, t. CKLVUI, p. 585 et Journal de Physique, t. H, p. io8.

(*) BoLTZMA!!!!, SUzungsberichte der }Viener Akadetnie^ t. LUI.

(•) SziLT, Annales de Poggendorff, l. CXLV, p. 295, et Journal de Physique, t. 1"', p. 339.