Le reste de ce court traité, en ce qui se rapporte au

calorique, est consacré aux lois de la communication de la chaleur, et il y est démontré qu'elles sont entièrement analogues à celles qui régissent la communication du mouvement. Autant que nous pouvons l'affirmer, ce n'est que vers 1812 que Davy établit d'une manière parfaitement claire la loi de ce phénomène. Dans sa Chemical Philo^ sophy, il énonce ainsi très-nettement cette proposition d'une si haute importance :

La cause immédiate du phénomène de la chakur est donc le mouvement, et les lois de sa communication sont exacteiSUgnj Jes mêm es que celles du mouvement.

Nous parlerons bientôt des conséquences immenses de cette proposition, après avoir exposé brièvement les travaux d'un contemporain de Davy qui, en 1798, réussit presque à démontrer l'immatérialité de la chaleur, et dont l'ouvrage est particulièrement précieux comme contenant le premier essai dont il soit fait mention d'évaluation des quantités de chaleur au moyen des unités en usage dans la mécanique ordinaire, ce qu'il parait singulier que Davy n'ait point tenté.

13. Dans les Philosophical Transactions pour 1798, on trouve un très-curieux article du comte de Rumford (1 ) intitulé : Recherches sur la source de la chaleur développée parole frottement. Les expériences de l'auteur furent faites à Munich, pendant qu'il dirigeait le forage des canons dans l'arsenal ; il fait à cette occasion la remarque que : a Con peut souvent

(1) Cet homme remarquable (Benjamin Tfaompson) fnt exilé en Europe (à cause de sa loyauté), lorsque les colonies anglaises se révoltèrent eu Amérique. Il réalisa diverses réformes fmportantes en Bavière. Il choisit le titre de comte de Rumford, sous lequel il est généralement connu, et qui lui fut octroyé comme récompense de ses bons services. Rumford était le nom du village (aujourd'hui appelé Concorde, dans le New- Hampshirel on il avait été forcé da laisser sa femme et sa fille encore enfant. {Biographie Générali,]

a trouver toccasion de faire des expériences frès-intéres- (( santés à un point de vue philosophique^ presque sans peines a et sans dépenses, au moyen des machines établies pour les € besoins ^des arts ou des manufactures. » Il fut frappé de l'extrême chaleur développée par le frottement ou le grippement du foret d'acier contre le bronze^ surtout quand on la compare à la petite quantité de copeaux ou de rognures enlevés au métal : il fait observer avec juste raison qu'il est inconcevable qu'un simple changement dans la capacité pour la chaleur d'une quantité relativement si minime de bronze puisse, dans certains cas, développer assez de chaleur pour faire bouillir un grand volume d'eau.

En raisonnant sur ce sujet, dit-il, nous devons porter notre attention sur une circonstance très-remarquable, c*est que ia source de la chaleur engendrée par le frottement, dans ces expériences^ paraît inépuisable,

// est à peine nécessaire d* ajouter que ce qv!un corps ou un système de corps isolés peut fournir sans limites, ne peut certainement pas être une substance matérielle \et il me semble très-difficile, sinon impossible, de se former une idée nette d'une chose qui se produit et se communique comme la chaleur se produit et se communique dans ces expériences , à moins que ce ne soit du MOUVEMENT.

Si Rumford avait complété son expérience en dissolvant séparément dans un acide la tournure de bronze et un même poids de ce métal en fragments plus gros, il aurait eu seul le droit de revendiquer l'honneur de la découverte expérimentale de la vraie nature de la chaleur.

Nous aurons l'occasion de revenir encore sur ce mémoire, extrêmement lucide et philosophique ; en attendant, nous ferons seulement remarquer que Rumford indique d'autres méthodes propres i déterminer la quantité de chaleur produite par le déploiement d*un effort mécanique, et que, dans

ce but, il recommande particulièrement l'agitation de Teau ou d'autres liquides.

14. Il est bon de nous arrêter ici un instant et de jeter un coup d'œil attentif sur l'extension réelle qu'avait prise la vraie théorie de la chaleur dès le commencement de ce siècle. On voit par la lecture des pages précédentes que les faits considérables qui suivent étaient définitivement acquis à la science :

L La chaleur est mouvement (ou plutôt d'après l'expression moderne, plus exacte : énergie).

IL Les lois de sa communication sont les mêmes que les lois de la communication du mouvement (ou plutôt encore, de l'énergie).

III. Il en résulte que les lois de la communication de la chaleur sont les mêmes que celles que Newton a étalilies avec tant de brièveté et de précision dans le scolie de sa troisième loi du mouvement.

IV. Il en résulte encore que la chaleur a une valeur mécanique définie, ou qu'elle peut être convertie en effet mécanique, et vice versa.

V. La détermination de la valeur exacte de l'équivalent mécanique d'une quantité donnée de chaleur est une question qui doit être résolue par l'expérience.

VI. Rumford avait obtenu avec une approximation assez remarquable (comme nous le savons aujourd'hui) la valeur de cet équivalent.

VII. Cette valeur peut être déterminée en dépensant du travail, soit dans la perforation des solides ou leur frottement les uns contre les autres, soit dans l'agitation des liquides.

15. Pour être mieux compris de ceux de nos lecteurs qui n'auraient pas une connaissance suffisante des éléments de la mécanique, il est nécessaire d'entrer dans quel-

— laques explications sur les propositions précédentes, afin de mettre particulièrement en évidence leur dépendance logique.

I et II sont simplement l'expression même des conclusions experimentales.de Davy.

III. Newton démontre, quoiqu'en termes légèrement différents, que, quand du travail n'est dépensé que pour mettre un corps en mouvement, l'énergie du mouvement imprimé est la mesure du travail dépensé.

Nous nous occuperons dans le chapitre suivant de cette grande proposition de Newton.

On se sert ici du mot travail dans le sens ordinaire que lui donnent les mécaniciens, c'est-à-dire d'un certain nombre de kilogrammes élevés à 1 mètre.

II résulte de cela que la chaleur existant actuellement dans un corps est en réalité une certaine quantité définie d'énergie de mouvement, équivalente à une certaine quantité définie d'effet mécanique ou de travail. C'est ce qu'exprime la proposition IV.

Relativement à la proposition VT, la seule qui exige encore quelque explication, il est facile de calculer, d'après les données d'une des expériences de Rumford [celle où le travail d'un cheval pendant 2 h. 1/2 élève de 180<> Fahrenheit la température d'une masse équivalente en capacité pour la chaleur à 26, 58 livres d'eau], qu'il faut dépenser 940 pieds-livres pour élever de 1° Fahrenheit la température d'une livre d'eaa. [Nous avons un peu modifié le nombre que Joule déduisit le premier de cette expérience, parce que nous avons pris 30 000 pieds-livres pour le travail d'un cheval par minute, au lieu de 33 000 pieds-livres, valeur que lui attribuait Watt, et qu'on a reconnue aujourdhui trop élevée]. On n'avait pas tenu compte de la perte de chaleur par le rayonnement et l'évaporation, perte qui doit avoir été

considérable, d'après la haute température et la durée de l'expérience. Aussi Rumford lui-même avertit que le nombre trouvé doit être trop grand; en effet, on voit maintenant qu'il est de 20 pour cent trop fort ; il n'en est pas moins un résultat très-remarquable.

i6. Quand on est parvenu à découvrir les lois fondamentales et les principes d'une science , il ne s'ensuit pas que leurs développements ou leurs applications doivent constituer une œuvre facile. Prenons pour exemple la loi de la gravitation. Il est à peine possible d'imaginer une expression moins compliquée de l'action mutuelle de deux molécules, et cependant, dans son application la plus simple, le mouvement d'une molécule autour d\me autre, les détails numériques deviennent très-embarrassants; et, lorsqu'on considère l'attraction mutuelle de trois molécules, la solution exacte du problème est complètement inaccessible à la puissance des méthodes connues de l'analyse mathématique. Quelles difficultés formidables devront donc surgir lorsqu'il s'agira des actions mutuelles de toutes les molécules qui composent un corps I Aussi, sans l'aide des hypothèses suggérées par l'expérience, il serait impossible de traiter un cas semblable, même par approximation. Nous voici donc préparés à reconnaître que, dans l'application pratique de ce que nous avons déjà appris sur la chaleur, des hypothèses (de la nature de celles que l'expérimentation fait surgir) seront toujours nécessaires, jusqu'à ce que nous connaissions la constitution mécanique des corps, et que les sciences mathématiques aient fait d'immenses progrès.

M. Pendant une grande partie du siècle actuel, on négligea les découvertes de Davy^ ou l'on en fit à peine mention incidemment; mais cet oubli n'est point à regretter; car l'adoption prématurée de ces lois aurait pu retarder pour un temps le grand développement dont nous

allons maintenant nous occuper, et les progrès immenses que fit la discussion théorique et mathématique de cette question, développement et progrès presque indépendants des considérations sur la nature de la chaleur. Ces progrès sont dus à Fourier et à Sadi Carnot, et Ton peut très -bien dire que c'est à leurs remarquables ouvrages que la vraie théorie de la chaleur, quand elle vint à revivre, il y a vingt-cinq ans, a dû ses prodigieux développements.

48. La théorie de la Chaleur de Fourier, composée avant 1812, est un ouvrage de mathématiques écrit avec la plus rare élégance, abondant en procédés nouveaux de la plus haute originalité et d'une grande utilité pratique. Il est consacré seulement, quant aux applications physiques, aux problèmes de la conduction et de la radiation de la chaleur. Quelles que soient les vraies lois de la conduction et de la radiation que l'on découvre plus tard, Fourier donne les moyens de résoudre complètement tous les problèmes relatifs à ces deux phénomènes, et applique ses méthodes à diverses questions du plus grand intérêt. Il traite en détail quelques cas importants, dans l'hypothèse particulière du flux de chaleur proportionnel à la variation de température qui a lieu suivant la ligne de propagation, ainsi qu'à un coefficient dépendant de la nature du corps, et qu'il appelle sa Conductibilité. Ce n'est que tout récemment que Forbes (1) a découvert que la conductibilité d'un corps diminue quand sa température augmente, et que, par conséquent, les solutions de Fourier (dans lesquelles la conductibilité est regardée comme constante), ne sont pas rigoureusement exactes, quand il s'agit de grandes différences de température. Mais, outre que Fourier a prouvé que ses méthodes peuvent s'adapter à des données e^érimentales quelcou-

(1) British Assooiation Report 1852, Trctnu H, S, E, 1862- 5«

— issues, les solutions qu'il a formulées présentent un eapproximation suffisante pour qu'on puisse les appliquer à beaucoup de recherches du plus haut intérêt, telles que le refroidissement séculaire de la terre, les effets de la radia* tion solaire sur la température souterraine, etc. Par sa puissante méthode, Fourier a réduit à une forme parfaitement définie la résolution de toute question relative au transport de la chaleur, soit par conduction, soit par radiation, et c'est pour cela que, dans notre étude historique, nous devons le compter parmi ses plus grands promoteurs.

19. Le profond et précieux essai de Sadi Carnot, Réflexions sur la puissance motrice du feu^ publié en 1824 (1), diffère beaucoup dans sa forme et son but du traité théorique de Fourier. L'auteur s'efforce de découvrir comment il se fait que la chaleur produise un effet mécanique, et bien que quelques-unes de ses suppositions ne soient pas exactes, il examine la question d'une manière extrêmement habile et instructive. Parti d'un principe vrai qui, malgré son évidence, a été trop négligé par beaucoup d'écrivains postérieurs, Carnot est induit en erreur par sa croyance à la matérialité de la chaleur. Mais, en philosophe prudent et exercé, il évite de se confier entièrement à cette hypothèse, quoiqu'il en fasse la base de ses tentatives pour découvrir le secret de la production du travail par la chaleur. Voici conmient il s'exprime dans une note de la pa&:e 37 :

a Nous supposons implicitement dans notre démonstration que, lorsqu'un corps a éprouvé des changements, et qu'après un certain nombre de transformations, il est ramené identiquement à son état primitif, c'est-à-dire à cet

(i) Rféflexionfl but la foro0 motrice du feu et sur les maohmes propres à développer cette pnisBance, par S. Carnot. P.fii, BacheUer, quai des Augostins, xi<»55. In-8% 118 pages «?eo 1 planche.

état considéré relativement à la densité, à la température, au mode d'agrégation, nous supposerons, dis-je, que ce corps se trouve contenir la même quantité de chaleur qu'il contenait d'abord, ou autrement, que les quantités de chaleur absorbées ou dégagées dans ses diverses transforma^ tions sont exactement compensées. Ce fait n'a jamais été révoqué en doute ; il a été d'abord admis sans réflexion et vérifié ensuite dans beaucoup de cas par les expériences du calorimètre. Le nier, ce serait renverser toute la théorie de la chaleur, à laquelle il sert de base. Au reste, pour le dire en passant, les principaux fondements sur lesquels repose la théorie de la chaleur auraient besoin de l'examen le plus attentif. Plusieurs faits d'expérience paraissent à peu près inexplicables dans l'état actuel de cette théorie. »

Ce principe fondamental de Garnot est évidemment un axiome [en tant qu'il s'agit de la quantité de chaleur possédée par le corps ramené à son état initial] : mais il implique une erreur grave, quant à ce qui concerne l'égalité des quantités de chaleur reçues et émises par le corps pendant ses transformations.

20. La portion erronée de la précédente assertion de Camot est contenue dans cette clause, a ou autrement, que les quantités de chaleur absorbées ou dégagées dans ses diverses transformations sont exactement compensées. Ce fait n'a jamais été révoqué en doute. » Ceci n'est vrai que si on a dépensé autant de travail pour ramener le corps à son état initial qu'il en a développé lui-même par son expansion. Mais nous devons faire remarquer le mérite spécial du raisonnement de Camot, qui consiste dans l'idée de ne rien affirmer relativement à la quantité de chaleur contenue dans le corps, avant que ce corps ait été ramené, après un cerf.? in cycle d'opérations, à son premier état de densité, de température et de mode d'agrégation. Nous

apprécierons mieux cette idée lorsque nous verrons à quelles conséquences (fautres ont été conduits pour l'avoir ignorée.

21. Ainsi, au point de vue de Carnot, il est évident que la puissance motrice de la chaleur provient de son passage d'un corps à un autre à travers le milieu qui, par son changement de volume ou de forme extérieure, produit l'effet mécanique, en .même temps que ce milieu est supposé se retrouver, à la fin de l'opération, exactement dans le même état qu'au commencement. Il cite, comme fait analogue, le travail développé par la chute d'une masse d'eau tombant d'un niveau plus élevé à un niveau plus bas.

Nous devons conclure de là que, pour produire un effet mécanique, force est de prendre en considération les communications et les soustractions successives de chaleur subies par le milieu particulier qui est mis en jeu ; et, pour bien faire comprendre cette nécessité , il est naturel de considérer spécialement la machine à vapeur, application pratique la plus étendue du principe.

22. Le raisonnement de Garnot peut être aisément rendu intelligible sans le secours du calcul. Dans le cas simple qui est traité plus bas, tout ce que l'on veut démontrer, c'est que le piston, en s'élevant dans le cylindre, développe plus de travail contre les forces extérieures, que celles-ci, à leur

''tour, n'en doivent développer pour le refouler et le ramener à sa première position. Or, afin que l'axiome de Garnot puisse être appliqué dans toute sa rigueur, mais aussi avec simplicité, il vaut mieux considérer une machine idéale qu'une machine réelle.

23. Prenons deux corps, À et B, dont les températures S et T soient maintenues constantes, À étant le plus chaud de ces deux corps ; et concevons un support G, qui né soit point conducteur de la chaleur ; admettons que le piston et

les parois du cylindre ne sont pas non plus conducteurs, mais que le fonds du cylindre est un conducteur parfait, et que le cylindre contient une petite quantité d'eau presque en contact avec le pistoi^, lorsque celui-ci est au bas de sa course.

Posons le cylindre sur le corps A ; l'eau prendra de suite la température S, et il se formera de la vapeur à cette même température, jusqu'à ce que l'espace au-dessus de l'eau soit saturé, et qu'il faille exercer une pression sur le piston pour l'empêcher de s'élever. Prenons cet état du système poiir point de départ de notre cycle d'opérations.

Premièrement. Laissons le piston monter graduellement; du travail est produit par la pression de la vapeur, dont la quantité augmente à mesure que le piston s'élève, de manière à' conserver toujours la même température et la même pression.

De la chaleur est donc extraite de A, à savoir, la clialeur latente de la vapeur formée pendant Topération.

Detixièmenient. Plaçons le cylindre sur le support C et permettons à la vapeur de soulever plus haut le piston. Du travail est encore produit, ainsi qu'une nouvelle quantité de vapeur; mais la température s'abaisse, à c ause d e la chaleur latente nécessaire à la formation de la nouvelle vapeur. Laissons les choses aller ainsi, jusqu'à ce que la température soit devenue T [température du corps B].

Troisièmement. Posons maintenant le cylindre sur B ; il n'y aura évidemment aucun transport de chaleur. Mais, si nous exerçons un effort sur le piston pour le faire descendre, nous déployons du travail contre le contenu du cylindre ; de la vapeur est liquéfiée, et la chaleur latente mise en liberté est immédiatement absorbée par B. Procédons ainsi, jusqu'à ce que la quantité de chaleur donnée à B soit exactement égale à celle qui a été fournie par A, dans

la première opératiqn ; puis plaçons le cylindre sur le support Qon-conducteur C. La température intérieure est ma^intenant T, et la quantité de calorique que possède le contenu du cylindre est exactement la même qu'avant la première opération.

Quatrièmement. Faisons encore descendre le piston, pour le ramener à la position qu'il avait avant la première opération ; du travail est encore exercé sur le contenu du cylindre et dépensé, une nouvelle quantité de vapeur se liquéfie, et la température s'élève. Mais de plus , cette température s'élève exactement à S, d'après l'axiome fondamental, puisque le volume occupé par l'eau et la vapeur est le même qu'avant la première opération ; la quantité de calorique est aussi la même, puisque, dans la troisième opération, on en a soustrait autant qu'on en avait donné dans la première, tandis que, dans la seconde et la quatrième opération, le contenu du cylindre n'a pa ni en perdre ni en gagner, entouré qu'il est de corps non-conducteurs.

Cela posé, pendant les deux premières opérations, la vapeur a produit du travail sur le piston ; pendant les deux dernières, du travail a été développé contre la vapeur, et, somme toute, le travail produit dans la première période est le plus grand ; puisque, évidemment, la température du contenu, dans toutes les positions du piston qui monte, est plus grande que dans les. mêmes positions du piston qui descend, excepté pour les positions initiale et finale, pour lesquelles elle est la même. Il en résulte que la pression était aussi plus grande dans chaque période de l'ascension que dans la période correspondante de la descente^ ce qui rend le théorème évident.

£n résumé, une certaine quantité de travail a été produite sur les corps extérieurs par le mouvement du piston ; çt, comme le contenu du cylindre a été ramené exactement

k son état initial, nous sommes en droit de regarder ce tra^ vail comme étant dû au calorique mis en jeu dans l'opération; ce calorique, on le voit, a été emprunté à À et transmis entièrement à B. Il paraît donc établi que le calorique pro" duitdu travail^ en tombant (Tune température plus haute à une autre plus basse. Et le lecteur verra aisément que, si nous connaissions les lois qui lient la pression de la vapeur saturée et la quantité de calorique qu'elle contient, à son volume et à sa température, il serait possible d'appliquer un calcul rigoureux aux diverses phases du cycle parcouru, et d'exprimer par des formules la quantité de travail gagnée dans toute la série des opérations, en fonction des températures S et T de la chaudière et du condenseur de la machine à vapeur, ainsi que de la quantité de calorique qui a passé de l'une à l'autre.

24. La méthode de démonstration qui vient d'être employée est très-ingénieuse et très-importante, mais elle se trouve considérablement viciée par l'hypothèse de la matérialité de la chaleur, qu'elle admet d'un bout à l'autre. Pour le montrer, il suffit seulement de faire remarquer la définition donnée de la limite à laquelle la condensation doit être portée dans la troisième opération, à savoir, qu'il faut émettre autant de chaleur qu'on en ayait pris dans la première opération. Mais il est très-facile, comme M. J. Thomson semble l'avoir remarqué le premier, de présenter l'assertion de Carnot sous une forme qui soit rigoureusement correcte, quelle que puisse être la nature de la chaleur. M. J. Thomson s'exprime ainsi : « Nous ne devrions pas dire : dans la troisième opération, comprimez jusqu'à ce qu'il ait été rendu autadt de chaleur, qu'il en a été absorbé pendant la première opération. Mais nous devrions dire : comprimez jusqu'à ce qu'il ait été rendu assez de chaleur pour que la compression, qui dans la quatrième opération ramènera le corps

i k son volume primitif, lui rende en même temps sa température première, p Mais c'est un devoir de justice de reconnaître que Camot lui-même ne fut pas le moins du monde satisfait de rhypothèse du calorique matériel, et qu'il exprime, comme nous l'avons déjà vu, plus qu'un simple soupçon sur son exactitude. Le lecteur saisira sans peine la difficulté, s'il considère qu'un flux de chaleur peut s'établir simplement par conduction^ entre deux corps à différentes températures, sans qu'aucun travail soit effectué.

25. Mais nous devons à Garnot beaucoup plus encore^ comme nous allons maintenant le faire voir, renvoyant à une section plus avancée Texamen des curieuses particularités par lesquelles les résultats de l'application, de sa théorie à la machine à vapeur et à la machine à air chaud, diffèrent de ceux des théories admises aujourd'hui.

26. Si nous examinons attentivement le cycle d'opérations qui précède, nous apercevrons facilement qu'elles sont réversibles^ c'est-à-dire que, pour faire repasser de B à A une quantité donnée de calorique, en pratiquant les mêmes opérations en sens inverse, il faut, somme toute, dépenser sur le piston autant de travail qu'on en a gagné dans les opérations directes. Cette idée, des plus importantes, est due à Camot, et il en déduit son caractère ou cfiêerium d'une machine parfaite, de celle qui fait obtenir d'un transport donné de chaleur d'un corps à un autre (chacun des corps étant à une température donnée) la plus grande quantité possible de travail; et ce caractère est simplement que le cycle d'opérations soit réversible.

Pour le prouver, nous n'avons qu'à remarquer que, si une machine M (dans laquelle la chaleur est la force motrice) développait plus de travail par le transport d'une quantité donnée de calorique de A à B que ne le ferait une machine réversible N, nous pourrions faire agir les deux machines

en combinaison^ M étant mise en mouVèmeiitpâi' lâ chaletiir transportée, et conduisant à son tour N, employée à rendre la chaleur à sa sou^rce. Lé système composé produirait donc, dans chaque cycle d'opérations, une quantité égale à l'excès du travail développé par M sur le travail dépensé sur N, sans qu'il y eût, en définitive, aucun transport de chaleur ; ce qui est absolument contraire à Texpérience. Carnot prouve par ces recherches que le rapport du travail fait par une machine parfaite, c'est-à-dire réversible, à la chaleur empruntée à la source, est seulement fonction de la température de la source et de celle du condenseur. Lorsque ces températures sont presque égales, cette fonction s'exprime par le produit de leur différence en fonction de l'une d'elles, ce que l'on appelle fonction de Caimot.

M. W. Thomson, dès ISiS (i), se saisit de cette remarquable proposition et en fit la base de sa première idée d'une échelle thermométrique absolue ;nou^ disons absolue, en ce sens qu'elle repose sur des principes rigoureusement thermodynamiques, et entièrement indépendants des qualités propres de toute substance particulière. Cette idée, extrêmement importante, sera examinée très-attentivement dans notre troisième chapitre.

27. Les conséquences remarquables déduites par M. W. Thomson de la combinaison des méthodes et des résultat^ de Fourier et de Carnot, relativement à la Dissipation de là chaleur et aux transformations finales de toutes les formes de l'énergie, appartiennent proprement à cette partie dû développement de notre sujet; nous ne nous en occuperons pourtant qu'un peu plus loin, afin de conserver, aussi rigoureusement que possible, Tordre chronologique dans

(1) Proc, Cmb.Phih Soc, {PhiU Mag,^ i848)<

rénumération successive des faits les plus importants dont la science s'est enrichie.

28. Un peu avant la publication de l'ouvrage de Carnot, Seebeck avait découvert un second moyen de faire produire à la chaleur un effet mécanique. Il consiste à développer de la force électro-motrice par l'action de la chaleur dans un conducteur hétérogène, et de faire servir le courant ainsi produit, soit, à mouvoir l'aiguille d'un galvanomètre, soit, en profitant des perfectionnements récents, à mettre en moiivemeiit une machine électro-magnétique. Garnot n'y a fait aucune allusion ; et nous rendrons beaucoup plus simple cet exposé historique, en renvoyant à un autre chapitre la considération des différents agents physiques que le grand principe delà conservation de l'énergie nous a montrés être en relation si étroite avec la chaleur. Nous nous bornerons donc autant que possible, quant à présent, à ne parler que des relations qui existent entre la chaleur et l'effet mécanique; ce qui ne constitue toutefois qu'une des branches de la théorie dynamique.

29. En«1834, Glapeyron (1) rappela l'attention sur le raisonnement de Carnot, et appliqua avec succès le principe de l'indicateur d'énergie de Watt, à mettre géométriquement en évidence les diverses quantités comprises dans le cycle des opérations qui font que le travail dérive de la chaleur, par les changements temporaires que la chaleur fait naître dans le volume ou l'état moléculaire des corps. Il donna aussi le premier, sous forme analytique, l'expression du procédé de Garnot. Mais il nous semble que, pendant les vingt années qui suivirent la publication du traité de Garnot, on a très-peu fait relativement à la théorie de la chaleur.