S IV

Calorique latent^ ulilité des distinctions nominales de travail externe et de travail interne.

Lorsque nous exposons à la chaleur un corps solide, non décomposable par elle, ce corps, après s* être échauffé plus ou

moins, change d'état : il fond. Pendant ce phénomène, la température reste constante. Si, ensuite, on continue de chauffer, la température, après avoir monté plus ou moins encore, reste de nouveau constante ; le corps éprouve un second changement d'état, il se vaporise, il devient gazeux. Pendant ce phénomène aussi, la température redevient invariable, pourvu que la pression externe à laquelle est soumise la vapeur naissante le soit aussi.

On a appelé calorique latent de fusion ou de vaporisation la chaleur, en quantité souvent très-grande, qu'il faut fournir à un corps pour le faire ainsi passer de l'état solide à l'état liquide, et puis de celui-ci à l'état gazeux.

Nous savons maintenant que la chaleur fournie ainsi aux corps sans modification de température n'est autre chose que celle qui est consommée en travail par suite de l'effort nécessaire pour séparer les molécules, ou pour leur faire prendre d'autres positions d'équilibre. La dénomination de calorique latent est en toute hypothèse impropre ici. Il ne viendra jamais à l'esprit d'aucun physicien d'appeler calorique latent celui que le frottement, par exemple, peut développer, mais n'a pas encore développé, dans deux corps appuyés et glissant l'un sur l'autre. Or il n'y a pas la moindre différence entre cette chaleur que le travail, qui se dépense en frottement, développe entre les surfaces glissantes, et cette chaleur insensible au thermomètre qu'une vapeur aussi rendra, en partie, quand elle se condensera. Toutes les hypothèses qu'on pourra poser sur la nature du calorique sont tenues désormais d'expliquer en même temps ces deux modes d'existence d'une même force.

J'ai montré ailleurs comment s'acquittent de cette expHcation les diverses hypothèses admises jusqu'ici; mais ce qui est clair, c'est que le terme latent^ qui n'explique d'ailleurs

rien, est absolument impropre. On pourrait essayer de dire, à la vérité, que la dénomination importe peu, pourvu qu'on ait toujours présent à l'esprit son véritable sens ; mais nous allons voir que, même dans cette acception restreinte, le terme de calorique latent est aussi incomplet que l'est celui de capacités calorifiques qu'on donne aux nombres bruts portés sous ce titre dans les Tables de Physique.

J'ai dit que les conditions imposées par la nature même des choses à là production, positive ou négative, du travail externe et à celle du travail interne sont assez différentes pour qu'une différence dans la dénomination des phénomènes devienne indispensable. Le fait sur lequel repose cette assertion est très-facile à saisir. Il ne nous est pas plus possible de modifier l'action qu'exercent les uns sur les autres les atomes ou les molécules, qu'il ne l'est, par exemple, de modifier la pesanteur d'un corps ( ^ ). Il s'ensuit que quand deux parties matérielles,

(*) Si jamais la science parvient à réaliser ce dernier résultat, nous pouTons être certains à Tavance qu'il ne sera obtenu que moyennant une dépense d'action constituant un travail. C'est, je pense, ce qu'il n'est pas inutile de démontrer déjà.

Lorsque nous laissons descendre lentement une masse pesant 4^^ kilogrammes de I mètre de hauteur,, en rendant le mouvement uniforme à l'aide d'un frein, il se développe, comme nous savons, i calorie dans la matière du frein. Supposons maintenant qu'il nous soit possible d'enlever à cette masse son poids, de façon à la remonter ensuite à i mètre sans travail et à recommencer l'opération, il est clair que nou» aurons résolu le problème de créer continuellement de la chaleur sans dépense; mais, comme ceci est absurde, nous sommes autorisés à affirmer que l'acte par lequel nous priverions un corps de son poids nous coûterait précisément le travail que représenterait la chaleur que nous pensions développer gratis.

Ce qui nous est connu déjà nous permet de juger à coup sûr de l'inconnu supposé (à tort probablement) réalisable. A l'aide d'une bobifke d'induction, nous aimantons et nous désaimantons à volonté une barre de fer, et nous pouvons combiner les chosesde manière à obtenir ainsi un travail mécanique externe; mais nous savons qu'à ce travail répond une dépense équivalente d'électricité. Il en sera absolument ainsi des autres forces, de la gravitation par ezemple, si, contre toute probabilité, nous parvenons jamais à la faire varier.

après s'être, par une cause ou par une autre, écartées entre elles, se rapprochent de nouveau de manière à reprendre rigoureusement leur position première, elles passent nécessairement, mais en sens contraire, par les mêmes phases d'action réciproque, de telle sorte que le travail d'abord produit pendant leiur séparation est ensuite intégralement restitué, mais en sens contraire, pendant qu'elles se rapprochent. Il suit de là tout aussi immédiatement que la chaleur que coûte d'abord le travail interne est ensuite intégralement restituée quand ce travail est lui-même reproduit en sens contraire. Cette chaleur, nous le verrons à l'instant, se manifeste à nous soit telle quelle, soit en partie sous forme de travail externe et de chaleur libre.

Ce que nous disons de l'impossibilité où nous nous trouvons de modifier quantitativement le travail interne quand un corps, après avoir subi tous les changements possibles, revient à son état initial, n'est point vrai quant au travail externe. Nous sommes maîtres de faire varier celui-ci dans des limites étendues, mais Jtrès-bien définies par la théorie.

Je pense qu'un exemple bien choisi est ici utile pour faire nettement ressortir ce qui précède, quoique, pour le donner, je sois obligé de rompre la marche naturelle de notre exposition et d'anticiper beaucoup.

Concevons un cylindre vertical, de i mètre carré de section, indéfiniment haut, ouvert par le haut, fermé par le bas, dont les parois, à l'exception de celles du fond, soient imperméables au calorique, et dans lequel se meuve sans frottement un piston hermétique dont nous puissions k volonté faire varier le poids. Dans ce cylindre, il se trouve i kilogramme d'eau à loo degrés, et le poids du piston, qui d'abord repose sur l'eau, est de io333 kilogrammes.

Cette charge, répondant à une pression de i atmosphère,

fera juste équilibre à la tendance qu'a Teau à passer à l'état de vapeur; et si nous fournissons du calorique au liquide par le bas du cylindre, il bouillira à la température constante de loo degrés et soulèvera le piston. Le volume de i kilogramme d'eau à loo degrés est de o™*^,ooio43i5 (Desprez). Le volume de la vapeur saturée à i atmosphère est, comme nous verrons, de i™*", 65374- Le piston s'élève donc pendant l'évaporation de (i",65374 — o"*,ooio43i5) et exécute un travail externe de

(1,65374 — o,ooio43i5)to333 = i7 077''«".

Pour évaporer ainsi l'eau, il faut lui fournir 536,5 calories (Regnault). Sur ce nombre J '^ = 4o^**,2o5 sont consommés pour le travail externe produit. Les

en sus sont donc employées exclusivement en travail interne à surmonter les actions moléculaires et à écarter les parties constituantes de l'eau.

Si, maintenant, sans rien changer à la charge du piston, nous soustrayons du calorique par le bas du cylindre, la vapeur se condensera de nouveau. Il est ici évident, par soimême, que le piston rendra le travail externe de 17 077 qu'il avait d'abord produit, et par suite les 4o^S3o5 qu'avait coûtées ce travail. Il est évident de plus qu'avec cette manière d'opérer les molécules subissent identiquement, mais en sens contraire, les actions qu'elles avaient exercées les unes sur les autres, et que par suite le même travail interne s'opère en sens contraire. Lorsque toute la vapeur est condensée en eau

100 degrés, elle nous a donc rendu nécessairement les 536, 5 calories dépensées.

Mais procédons autrement. Le piston reposant toujours sur Teau, portons son poids de io333 à 5i 665 kilogrammes, ce qui répond à une pression de 5 atmosphères. L'eau éprouvera ainsi une diminution réelle, mais excessivement faible, de volume : nous pouvons la négliger. Dans ces nouvelles conditions, l'eau ne bouillira plus à loo degrés. Il faudra pour la porter à lebuUition élever sa température à i52**,22 (Regwault) et lui fournir encore (i 53,22— ioo,5) = 52*"*', 72. Le volume de l'eau passera de o,ooio432 à 0,0010816; il s'exécutera par suite un travail externe de

qui coûtera ^/\ = o*^*', 00467. Ces nombres sont très-petits,

sans doute, en raison de la très-faible dilatabilité de l'eau ; mais, théoriquement, nous devons en tenir compte, et nous voyons déjà que nous $ommes libres de les faire varier en augmentant la charge du piston.

Le liquide étant porté à i52®,22, continuons d'ajouter de la chaleur. Il bouillira à température constante et, quand tout sera évaporé, le volume occupé sera à très-peu près, comme nous verrons plus tard, o™*^,36364. Le piston s'élève donc de (o,36364 — 0,001082) et fournit un travail externe de

Pour évaporer l'eau à 5 atmosphères et 162^,22, il faut dépenser 499*'^Si9(Regnault). Pour la porter de 100 à l52**,22, il nous a fallu 52*^*^,72. La dépense totale est donc 55i^**,92.

Avant d'aller plus loin, arrêtons-nous un instant sur un fait qui de prime abord peut sembler bizarre, mais qui est des plus significatifs. Nous voyons que, pour évaporer l'eau à i52**, aa, il nous faut (536,5 — 499» 19) ou 36^*', 3 1 de moins

que pour l'évaporer à loo degrés, et cependant nous produisons (18731 — 17087) = 1644^8™ de travail externe de plus. Ces 18 731 kilogrammètres coûtent 44*^» 09. Le travail interne ne coûte donc que 455*^*', 10 au lieu de 495^,92. La raison de cette différence est très-simple : 1** en portant Teau de 100 à i52*^,22, nous écartons déjà ses molécules, et nous exécutons à l'avance une partie du travail interne qui s'opère pendant son passage direct du volume o,ooio432 à à 1,6537 • ^® travail ne nous coûte donc plus rien pour réduire ensuite en vapeur ; 2^ sous 5 atmosphères, le volume de la vapeur est de (i,6537 — o,3636) == 1,2901 moindre que sous I atmosphère : le travail interne opéré par l'écartement des molécules est donc moindre aussi dans cette vapeur. Ce fait, loin d'être bizarre, nous montre très-bien, au contraire, l'existence, l'origine et l'influence du travail interne.

Revenons à notre vapeur à i52^,2a à 5 atmosphères et o"**^, 36364 de volume. Il est bien clair ici encore que si nous lui soutirions du calorique de façon à la condenser sous la pression constante de 5 atmosphères, et que si ensuite nous ramenions l'eau à 100 degrés, nous retrouverions rigoureusement ce que nous avons dépensé. Mais procédons tout autrement : diminuons graduellement et par degrés infinitésimaux le poids du piston jusqu'à ce que son poids soit tombé de 5i 665''^ à 10 333'''. En vertu de son élasticité, la vapeur va soulever lentement ce piston à mesure que nous l'allégerons, et produire ainsi un travail externe dont nous disposerons à volonté. T^ connaissance des lois de cette détente constitue, comme nous le verrons plus tard, un des plus grands et des plus remarquables progrès que la Thermodynamique ait pu introduire dans la Physique mécanique. Nous savons aujourd'hui que si, pendant la détente de la vapeur saturée (de l'eau), on n'ajoute pas continuellement de la chaleur, une portion de cette

vapeur se condense. Nous pouvons donc ici procéder de deux façons distinctes, qui vont nous conduire à des résultats distincts et caractéristiques aussi, au point de vue du travail interne.

I® Supposons d'abord que, pendant la détente de la vapeur de 5 à I atmosphère, on ajoute sans cesse assez de chaleur pour que la vapeur reste juste au point de saturation. Il est clair, d'après cet énoncé seul, que quand la vapeur sera arrivée à I atmosphère elle sera à loo degrés, et occupera un volume de i"*^,6537, comme celle que nous avions produite directement, et que, par conséquent, quand, par une soustraction de calorique, nous la condenserons sous i atmosphère et à 1 oo degrés, elle nous rendra les 536*^*^, 5 qu'elle avait coûté pour se produire sous i atmosphère. Bien que notre marche ait été très-différente, puisque nous avons commencé par porter l'eau de loo à i5:î**, 23, et qu'ensuite nous ayons laissé la pression descendre graduellement de 5 à i atmosphère, il est clair pourtant que, au point de vue du travail interne, les deux opérations sont identiques. En effet, quand nous évaporons l'eau sous une pression constante (i atmosphère par exemple], les molécules passent une à une, mais d'un coup, de la distance qui répond au volume o,ooio43i5 au volume 1,6537. Quand nous l'évaporons sous 5 atmosphères, par exemple, nous commençons par écarter les molécules graduellement, mais toutes à la fois, de la distance qui répond au volume de l'eau à 100 degrés à celle qui répond au volume à 1 52^,22 ; puis, pendant l'évaporation, elles passent une à une, mais d'un coup, de la distance qui répond au volume o"^, 00 108 16 à celle qui répond au volume o™*^, 36364- Puis enfin, pendant la détente, les molécules passent graduellement, mais toutes à la fois, de la distance qui répond à o"*, 36364 à celle qui répond à i™*^,6537. Les distances par-^

courues et les résistances surmontées sont nécessairement les mêmes dans ces deux cas; d'où il suit que, quand nous condenserons sous I atmosphère la vapeur obtenue avec de Teau portée de loo à 1 52**, 22 et détendue en vapeur de 5 à i atmosphère, la chaleur consommée d'abord en travail interne sera intégralement restituée par le travail inverse. Entre le travail externe produit et puis dépensé, il y a toutefois une différence considérable.

Lorsque nous évaporons l'eau sous 5 atmosphères, nous obtenons d'abord un travail externe de 18731 kilogrammètres; nous verrons que, dans les conditions où nous avons opéré, la détente nous donne a-joBi kilogrammètres, soit en tout 45 782 kilogrammètres. Pour obtenir ce travail externe, nous avons dépensé d'abord 55 1*^*', 92 ; puis, comme nous verrons, 5 1,68 autres calories qu'il a fallu ajouter pendant la détente pour empêcher la vapeur de se condenser, soit en tout 6o3*^**, 60. Lorsque nous condenserons ensuite la vapeur sous I atmosphère, nous n'aurons à dépenser que 17087"^^™; nous aurons donc gagné (45782 — 17087) = 28695*^8» et, comme de raison, nous retrouvons seulement 536 calories

ou 6oi,6i 7~F-'

2^ Laissons maintenant la vapeur tomber de 5 à i atmosphère, sans addition de chaleur. Il en reviendra, phénomène remarquable, 0^*^,0921 à l'état liquide; et par conséquent il n'en restera que o^^, 9079 à la fin de la détente : d'où il suit que, quelle que soit d'ailleurs la valeur absolue du travail interne, il n'y en aura cette fois de restitué en chaleur que les 0,9079, ou environ les 91 centièmes, quand nous condenserons la vapeur sous i atmosphère à 100 degrés. Il semble donc que cette fois le travail interne lui-même a varié. Il n'en est pourtant nullement ainsi, et la seule différence qu'il y ait entre

nos deux manières d'opérer, c'est que dans la dernière la restitution du travail interne est déjà opérée en partie pendant la détente elle-même. Les 0^^,0921, qui se sont condensés, ont rendu sous forme de chaleur le travail interne qu'ils avaient d'abord produit, et cette chaleur a contribué à échauffer la masse de vapeur restante et à lui faire rendre plus de travail externe.

Celui-ci est facile à évaluer. En s'évaporant sous 5 atmosphères, ou 5i 665 kilogrammes de pression par mètre carré, notre liquide nous a donné 18 731 kilogrammètres de travail ; maintenant nous allons condenser o^^jgo']2 de vapeur sous I atmosphère ou 10 333 kilogrammes. Un kilogramme de vapeur nous coûterait 17 087 kilogrammètres; nos 0^^,9072 no nous coûteront donc que 17087.0,9072 ou i55oi kilogrammètres ; nous gagnons par suite déjà

18 731- i5 5oi =323o^^.

Mais nous avons dépensé 552*^"*, 43 ; la condensation nous

donnera 536,5.0,9072 ou 486*^*^,71 : nous avons ainsi dépensé

en tout

Nous avons par suite obtenu un travail externe total

Sur cette somme, ( 27 927 — 323o) = 24 697^8" sont donc dus à la détente.

Il est facile de trouver pour combien le travail interne restitué par la condensation des o'^*,092i d'eau a contribué à ce résultat. Nous avons vu que, pour évaporer l'eau à 1 52**, 22, il faut 499*^> • 9 ; cette évaporation donne 1 8 73 1 kilogrammètres de travail externe, lequel consomme 44*^*So7; le travail in-

terne a donc coûté 499^^9 — 44>07 = 455*^*, 12. Mais, pour porter i kilogramme d'eau de 100 à iSa®, 23, il nous a fallu 53^', 24. La condensation de o^«, 09208 de vapeur et le retour de ce poids de 162^,22 à 100 degrés ont donc rendu aux 0,9079a de vapeur restante

et c'est cette quantité de chaleur qui, avec celle que représente l'abaissement de température de la masse de vapeur 0^^,90792, nous a donné le travail externe de la détente, et le travail interne produit par l'accroissement de volume du gaz aqueux.

En résumé, nous voyons :

I** Que le travail externe que rend ou plutôt que peut rendre im corps par telle ou telle opération qu'il subit est une variable dont nous disposons dans des limites assez étendues ;

2® Qu'au contraire le travail interne est un élément invariable, c'est-à-dire que celui qui est produit par tel ou tel changement dans un corps se restitue intégralement, soit sous forme de chaleur, soit sous forme de travail externe, quand le corps revient à son état initial ;

3** Qu'une diflFérence dans les dénominations est non-seulement légitime, mais indispensable ;

4** Que ce qu'on appelait calorique latent n'est autre chose que la chaleur employée dans les corps à produire du travail externe ou du travail interne, ou tous les deux à la fois. Quand un gaz, l'air par exemple, se dilate par la chaleur, le travail interne y est presque nul ; quand un liquide ou surtout un solide se dilate par la chaleur, le travail externe produit est, au contraire, presque nul ; pendant la vaporisation d'un liquide, il se produit à la fois du travail externe et du travail interne.

Triple emploi de la chaleur dans les corps.

Nous voyons ainsi, d'après tout ce qui précède, que la chaleur que nous communiquons à un corps est employée, en thèse générale, de trois façons fort différentes :

I® A produire un certain travail externe, variable selon les conditions où se passe le phénomène ;

2® A produire un certain travail interne qui, pour une même modification produite dans un même corps, est au contraire constant;

3** Enfin à échauffer le corps, à faire varier ce que nous appelons sa température.

Cette dernière partie est la seule qui reste présente telle quelle dans le corps. Toutefois, comme le travail interne produit pendant réchauffement est toujours et nécessairement restitué lorsque, d'une façon ou d'une autre, le corps revient à son état initial, nous pouvons considérer la chaleur qu'il représente comme présente tout au moins à Vétat potentiel. Dans la plupart des ouvrages qui traitent de la Thermodynamique, on réunit en une même somme ces deux quantités, et l'on désigne cette somme sous le nom de chaleur interne. Ainsi que Ta très-bien fait remarquer M. Clausius, cette dénomination n'est pas correcte, puisqu'elle implique la somme de deux choses qui sont distinctes de nature, en toute hypothèse sur la nature intime du calorique.

Dans tout le cours de cet Ouvrage, je désignerai la chaleur réellement présente par la dénomination très-claire et trèssimple Ae chaleur des corps, terme qui ne peut, je crois, donner lieu à aucune méprise. Je désignerai sous le nom à! énergie ou

de chaleur potentielle la chaleur représentée potentiellement par le travail interne opéré entre deux états donnés d un corps.

Une même unité servira tout naturellement de mesure a ces deux espèces d'éléments : ce sera la calorie telle que Vont depuis longtemps employée les physiciens, et dont nous nous sommes servi jusqu'ici nous-même sans définition. Bien que, comme je le montrerai, peut-être à Tétonnement de beaucoup de mes lecteurs, la chaleur que nous communiquons à i kilogramme d'eau à zéro pour le porter à i degré soit pour les six dixièmes employée en travail interne, et que les quatre autres dixièmes seulement restent sous forme de chaleur, la somme de ces deux quantités peut pourtant, en raison de son invariabilité absolue, servir de mesure rigoureuse à tous les phénomènes thermiques.

Je désignerai par la lettre C la chaleur présente dans l'unité de poids d'un corps entre deux limites de température données, par AH l'énergie ou la chaleur potentielle que représente le passage d'un corps d'un état donné à un autre. J'emploierai, comme c'est l'usage général, la lettre U pour désigner la somme C -h AH, ou ce qu'on a appelé improprement chaleur interne.

De toutes les considérations qui précèdent, et de l'application de la proposition I et de son corollaire, découlent maintenant deux sous-propositions qui jouent le rôle le plus capital en Thermodynamique. Je les désignerai par les signes I^ et I^.

Puisque tout travail externe rendu en plus ou en moins coûte une quantité de chaleur qui a pour valeur le quotient du travail par l'équivalent mécanique, il s'ensuit :

I® Que quand un corps, par une opération quelcoïKjue, produit ou coûte un travail externe F, il faut nécessairement que la sonune de chaleur et d'énei^ie U diminue oi> s'ac-

croisse d'une quantité F ; 4^5, de telle sorte qu'on ait

Les deux sommes U| et Uo étant remplacées par leurs composantes, on a

^=zC, -Co + AH, -AHo.

Les relations qui existent entre les valeurs C, et AH, dépendent des propriétés des corps. Rien ne nous fait connaître a priori la loi qui lie C| à AH| ....

2® Que, quelles que soient les modifications que subit un corps, la somme U reste constante, si aucun travail externe définitif ne résulte de ces modifications, bien que les deux composantes C et AH puissent varier considérablement par suite de ces changements dans le corps. Dans la belle expérience de M. Joule, dont la discussion a servi en quelque sorte d'introduction à ce Chapitre, C et AH restent à très-peu près constants pour des gaz très-éloignés de leur point de liquéfaction (air, hydrogène, etc. ) ; au contraire, pour des gaz liquéfiables comme l'acide carbonique, on a

C| < Co, et par suite AH^ > AHo ;

d'où il résulte que la température du corps s'abaisse, tandis que l'énergie s'accroît.

L'étude des relations qui existent entre C et AH formera un des Chapitres les plus intéressants de notre travail ; elle nous permettra de pénétrer jusqu'aux propriétés fondamentales des corps dans leurs parties les plus intimes.

Le corollaire dont l'examen a formé le sujet de ce Chapitre nous apparaît maintenant nettement et sous son vrai jour.

Quels que soient les phénomènes qui se passent dans un corps, la quantité de chaleur réelle et virtuelle présente reste invariable, si ces phénomènes sont tels qu'il ne se produise aucun travail externe, positif ou négatif, définitif; c'est-àdire si à chaque quantité de travail qui se produit ou qui tend à se produire en répond une autre égale, mais de signe contraire. Mais pour que, dans ces conditions, la température reste aussi invariable, il faut de plus que le travail interne lui-même soit nul, ou que celui qui se produit soit compensé continuellement et dans toute l'étendue du corps par un autre de signe contraire.

Ainsi énoncé, notre corollaire prend un caractère tout à fait général et toujours rigoureux. Il s'étend alors jusqu'aux résultats des phénomènes chimiques eux-mêmes. Un mélange de I volume d'oxygène et de 2 voliunes d'hydrogène donne lieu, lorsqu'on l'enflamme, à un développement considérable de chaleur et à une élévation de température qui s'approche de 3ooo degrés. Il n'y a ici aucun travail externe, positif ou négatif, produit; car le phénomène peut avoir lieu dans un récipient inextensible. Il semble que notre corollaire n'a même rien de commun avec le phénomène dont nous sommes témoins. En y regardant de plus près cependant, nous reconnaissons que le corollaire s'applique dans toute son intégrité. La combinaison chimique, ou le rapprochement et l'association d'atomes différents, donne lieu à un travail interne : à ce travail répond nécessairement l'apparition d'une quantité équivalente de chaleur réelle. Dans notre mélange gazeux, avant comme après la combustion, notre somme U reste invariable : les deux termes C et AH changent de grandeur relative par suite du phénomène chimique.

- ni

S VI

Exemple de lune des méprises commises au sujet du corollaire examine dans ce Chapitre.

Si je me suis arrêté quelque temps siu* un corollaire qui est en quelque sorte évident, c'est parce que c'est celui qui a donné lieu aux plus nombreuses méprises, aux plus fausses applications de la Thermodynamique. Il ne sera pas inutile d'en signaler une comme exemple entre mille, pour terminer ce Chapitre. Je rentre pour cela dans Tordre des faits familiers ou du moins à la portée de chacun.

On sait qu'une arme à feu s'échauffe moins quand elle est chargée à balle ou à boulet que quand elle ne l'est qu'à poudre seule. Ce phénomène a été étudié avec soin et à fond par M. P. de Saint-Robert {*). J'ai fait récemment moi-même quelques expériences concluantes sur ce sujet; il n'est, je pense, pas inutile de les citer.

Un pistolet de tir de Lepage (diamètre interne o™,oi5; longueur o™, i5) a été chargé successivement : i® avec une balle légèrement forcée, pesant 3:2^,1; 2^ avec une balle de i6^,!2, entourée d'un linge gras; 3® avec un bouchon de liège forcé de o**", 5 ; 4® sans balle ni boiure. Le poids de la poudre (française, dite ^ne de chasse) était de 2 grammes chaque fois. Un thermomètre était plongé dans le canon avant et après

(*) Paul db Saiht-Robert, Principes de Thermodynamique. Turin, i865. — Le chapitre III (Mouvement des projectiles dans les armes à feu) est un travail en quelque sorte ex professa et remarquable à tous égards. En examinant le phénomène dont il est parlé dans le texte, l'auteur rejette et réfute l'interprétation de Rumrord et celle qu'on a prétendu y substituer. Celle qu'il donne s'approche en certains points de la e, et s'en écarte beaucoup en d'autres.

Texplosion, jusqu'à ce qu'il restât fixe et indiquât la température to initiale et la température /, finale des parois. Cela posé, on a eu : I® avec la balle de 23^,1,

d'où

2^ avec la balle de 16*', 2,

d'où

3** avec la bourre de liège,

^0 = 33^35, ^=25S8i, d'où

4** enfin, sans bourre aucune,

/o=2o^45, ii = 23% 25.

d'où

it= 2^8.

Le résultat de ces expériences est très-net dans le sens que j'ai indiqué : l'arme s'échauffe d'autant moins que le projectile à pousser est plus lourd. Ce résultat est plus marqué avec une arme à canon allongé (de Saint-Robert); il deviendrait appréciable sans le secours du thermomètre, et à la main seule, si au lieu d'un seul coup on en faisait partir rapidement une dizaine de même charge chaque fois. C'est Thompson, comte de Rumford, qui le premier a signalé ce singulier phénomène; sans l'observer à l'aide du thermomètre, il l'a pourtant étudié et décrit avec sa sagacité habituelle. Voici

l'interprétation qu'il en donne ; je ne ferai que résumer son opinion, développée très au long et d'ailleurs avec une grande netteté dans son Mémoire (* ), « La diu'ée de l'explosion dans ime arme à feu est beaucoup trop courte, dit-il, la quantité de gaz enflammé qui séjourne, après la détonation, est trop petite, pour que la chaleur du canon puisse être due à la combustion de la poudre. D'un autre côté, ce n'est point au frottement de la balle que peut être attribuée cette chaleur, car la balle dans ce cas s'échaufferait elle-même. Or on sait qu'ime balle, après le tir, n'est chaude que quand elle frappe im corps dur. Le métal des fusils, des canons, ne s'échauffe que par suite du choc et de la distension violente qu'il éprouve par l'explosion : il s'échauffe par la même raison qu'une lame métallique qu'on martelle sur une enclume. » Les personnes qui auront entre les mains la superbe édition des Œuvres complètes du comte de Rumford, que publie l'Académie américaine des Arts et des Sciences à Boston, seront certainement étonnées du nombre de faits variés, toujours utiles ou intéressants, parfois des plus importants, qu'a découverts, étudiés et souvent analysés à fond le grand observateur. Si la plupart de ses travaux sont inconnus même au public instruit, si plus d'un a été refait depuis, à la plus grande renommée du répétiteur, c'est, je le pense, parce que la vie si active et si féconde de l'infatigable chercheur s'est écoulée successivement dans quatre pays différents, à ime époque de grandes convulsions sociales. Esprit sagace et pénétrant, expérimentateur hors ligne, Rumford, on le sait aujourd'hui, a aperçu le premier la relation directe qui existe entre le travail que coûte, et la chaleur que déve-

(') Exposé de quelques expériences sur la poudre, t. I des OEuvres complètes de iUimford, publiées par l'Académie de Boston.

loppe le frottement. A ce dernier titre, le large tribut d'admiration que nous payons ici à sa mémoire ne semblera déplacé à personne dans un ouvrage de Thermodynamique.

L'éminent savant, toutefois, a visiblement échoué dans l'explication qu'il donne du phénomène de réchauffement, plus ou moins grand, des armes à feu. Un métal qui s'échauffe par la flexion ou la distension de ses fibres ne reste chaud qu'à la condition que ces dérangements relatifs de ses parties soient définitifs aussi. Un métal qu'on martelle sur l'enclume s'échauffe d'autant plus qu'il est moins élastique, et qu'il conserve plus définitivement le changement de forme que produit le choc. Le plomb s'échauffe; l'acier trempé au bleu fait rebondir le marteau et s'échauffe fort peu : je n'ai plus besoin de dire le pourquoi. Il est évident d'ailleurs que l'ébranlement du métal par l'explosion da la poudre devrait être bien plus fort quand on tire à balle que quand on ne tire qu'à poudre ; dans le premier cas, en effet, les fibres sont souvent distendues au point de se rompre ; avec une simple charge de poudre, jamais une arme n'éclate.

Depuis que la Thermodynamique a été vulgarisée et a été mise à la portée du plus grand nombre, on n'a pas manqué de l'invoquer pour rendre compte du phénomène signalé par Rumford. Que dis-je? on a été bien plus loin : on a voulu tirer du phénomène une preuve de plus en faveur de la vérité des principes de notre grande doctrine : « Si une arme à feu qui tire à boulet s'échauffe moins que celle qui tire à poudre seule, c'est tout simplement, dit-on, parce que dans la première la chaleur développée par la combustion de la poudre se transforme en mouvement de translation du projectile, et disparaît pour les parois du métal, tandis qu'une pareille métamorphose ne peut avoir lieu dans l'arme où les gaz enflammés n'ont rien à pousser en avant. Quelle plus belle preuve

peut-on donner en faveur de ce principe . que la chaleur disparaît toujours en proportion du travail produit ! »

H n'est ni inutile ni difficile de montrer qu'il s'agit ici d'une application vicieuse et mal entendue d'un principe qui n'a plus besoin d'aucune preuve à son appui.

En tout premier lieu, chacun peut observer que l'explosion d'un fusil est non-seulefnent plus forte , mais tout autre, quand on tire à balle que quand on tire à poudre : une oreille exercée reconnaît de fort loin V espèce de charge d'une arme. La pression des gaz dans une arme qui tire à boulet est incomparablement supérieure à celle que produit la poudre brûlant sans éprouver de résistance. De quel droit affinne-t-on alors a priori que la température, seule cause de la pression (les gaz, est moindre dans le premier cas que dans le second? Car, dans cette hypothèse, ce n'est qu'une température moindre qui peut déterminer un échauffement moindre aussi du métal. Mais ce que je signale ici n'est encore que la plus faible partie de l'erreur commise.

Le côté réellement saillantet antiscientifique de l'erreur consiste à admettre ici implicitement que nous sommes libres de faire qu'un corps, qu'on suppose se dilater de la même quantité dans le même temps, rende ou non du travail. Cette erreur a été commise par un grand nombre de personnes, d'ailleurs fort intelligentes, dans l'interprétation de la mémorable expérience de M. Joule, que j'ai citée plus haut. On a dit que s'il ne se produit point d'échauffement dans l'eau du calorimètre où se trouvent les deux réservoirs, l'un vide, l'autre chargé d'air comprimé, c'est parce qu'il ne se produit aucun travail ; tandis que, comme Ta fort bien démontré le grand physicien de Manchester lui-même, la raison véritable en est qu'il se produit autant de travail dans l'un des réservoirs qu'il s'en dépense dans l'autre. Dans le réservoir à air com-

primé, il s'exécute au moment de l'écoulement un travail considérable, qui consiste à lancer avec une vitesse trèsgrande, à tirer les molécules du gaz dans le réservoir vide ; c'est ce travail qui coûte de la chaleur dans le réservoir où s'opère la détente. Il ne nous serait pas difficile d'employer la pression du gaz à lancer un nombre considérable de balles de plomb ; mais rien ne serait pour cela changé à la grandeur du travail exécuté par suite de l'expansion du gaz ; rien non plus ne serait changé aux indications égales à zéro données par le calorimètre, supposé unique et assez grand : les balles, en allant frapper les parois du réservoir vide, s échaufferaient, et rendraient exactement toute la chaleur qu'a coûtée leiu* projection dans le réservoir où le gaz était comprimé. La seule différence qui résulterait de cette manière d'opérer, c'est que le gaz lui-même, arrivant dans le réservoir vide avec une vitesse moindre, s'y échaufferait moins; et ce déficit de chaleur compenserait exactement le bénéfice de chaleur acquise par les balles au moment du choc.

S'il était possible que la combustion se fit aussi vite dans une arme chargée à poudre seule que dans une arme chargée à balle, il est de toute évidence qu'il n'y aurait absolument rien de changé au travail, interne à l'arme, exécuté par la détente. Le travail serait alors employé à pousser avec une vitesse excessive, hors de l'arme, les molécules du gaz luimême, au heu de l'être à pousser avec une vitesse bien moindre la masse du boulet et des gaz; et le refroidissement des gaz enflammés, dû à ce travail, serait alors absolument le même qu'avec balle; Tarme ne s'échaufferait pas davantage.

Mais la phrase conditionnelle qui commence l'alinéa précédent énonce une condition capitale qu'il est impossible de remplir, et elle renferme la vraie explication de la différence

thermique du tir à balle et du tir à poudre. La combustion est infiniment plus lente dans l'arme chargée à poudre seule, ou avec bourre, que dans l'arme chargée à balle : c'est ce que prouvent le peu d'intensité de la détonation et la durée, visiblement plus grande, de la flamme dans le premier cas. C'est surtout ce que nous démontre directement l'analyse raisonnée du phénomène : dans l'arme chargée d'un projectile pesant, il se produit au moment même de l'inflammation une pression considérable dans toute l'étendue de la chambre à combustion ; et cette pression subite produit nécessairement réchauffement et l'inflammation presque simultanée des parties non encore atteintes directement par le feu.

En im mot, les gaz incandescents résident plus longtemps dans une arme chargée à poudre que dans celle qui est chargée de projectiles; et c'est uniquement pour cela que les parois de l'arme s'échauffent plus. Par la même raison, elles s'échauffent plus avec de mauvaise poudre hmnide ou avec de la composition de fusée volante, par exemple, qu'avec de bonne poudre bien sèche.

Rumford pensait que la combustion de la poudre est beaucoup trop rapide pour qu'on puisse, même de loin, attribuer réchauffement du métal à la chaleur qu'elle produit. Les belles expériences de M. de Saint-Robert ont démontré au contraire que, même dans le tir à balle, près du tiers de la chaleur due au phénomène chimique est absorbée par les parois. La durée du phénomène, si courte qu'elle soit, est donc ici l'élément principal, peut-être unique, à considérer. Cette durée ne lut-elle que de un deux-centième de seconde dans le tir à balle, si elle vient à s'élever à deux deux-centièmes, je suppose, dans le tir à poudre seule, réchauffement de l'arme sera double en ce dernier cas.

L'explication qu'on a voulu tirer de la Thermodynamique

est, on le voit, non-seulement complètement fausse, mais absolument superflue.

Si je me suis arrêté quelque temps sur une réfutation, c'est parce que rien ne me semble plus funeste aux progrès d'une science que les applications incorrectes qu'on essaye souvent d'en faire à la hâte et sous prétexte de la consolider.