DEUXIÈME PARTIE

La Thermodynamique ou la Théorie des effets mécaniques de la chaleur comprend deu\ Parties bien distinctes.

La première Partie repose sur la notion de Téquivalent mécanique de la chaleur et sur le théorème de Carnot. Elle est indépendante de toute hypothèse sur la nature de la chaleur : raccord entre la théorie et Tobservation est assez satisfaisant pour donner à cette partie de la théorie de la chaleur un caractère de certitude égal à celui que présente la Mécanique générale.

On peut comparer cette partie de la chaleur à un pays entièrement exploré et arrivé déjà à un degré avancé de civilisation. La Physique expérimentale avait divisé la contrée en un certain nombre de provinces, et y avait bâti des villes : la théorie a lié les villes et les provinces, autrefois isolées, par des voies de communication d^un accès facile. Chaque jour de nouvelles constructions surgissent, de nouvelles voies sont ouvertes sur ces terrains, dont la carte est tracée.

La seconde Partie de la Thermodynamique est loin d'être aussi avancée. La nature de la chaleur nous est encore inconnue, la constitution de la matière nous échappe; le sujet est à peine effleuré.

Si ron jette les yeux sur une Carte du continent africain, dressée il y a une cinquantaine d'années, on y trouve des indications sur une partie du littoral : Tintérieur de l'Afrique est un mystère. Depuis, de hardis explorateurs, partis de différents points de la côte, ont pénétré à Tintérieur du continent par des voies diverses et ont découvert les richesses d'un pays regardé anciennement comme un vaste désert.

La carte de la seconde Partie de la Thermodynamique est encore à faire. Cette contrée inconnue a été attaquée à la fois sur plusieurs points par des procédés divers. Nous essayerons de raconter quelques-uns des voyages d'exploration entrepris à la recherche de la nature de la chaleur. Des Notes ajoutées à la fin du Volume permettront de suivre plus facilement le?» itinéraires des voyageurs.

Définition de la chaleur spécifique absolue. — Gaz parfaits. — La chaleur spécifique absolue est indépendante de l'état physique, de la densité et de la température.

La quantité de chaleur absorbée dans une transformation se compose, en général , de deux parties : la chaleur consommée en travail externe et la variation de la chaleur interne.

Ce mode de décomposition de la chaleur de transformation a été introduit dans la Thermodynamique par M. Clausius. On a pu voir, dans la première Partie, Futilité de la distinction établie par M. Clausius, entre le travail externe et la chaleur interne.

Indépendamment de toute hypothèse relative à la nature du mouvement qui constitue la chaleur, la variation de la chaleur interne se compose elle-même de deux parties : la variation de la chaleur réellement existante à Tintérieur du corps et la chaleur consommée par le travail interne.

45o CHAPITRE XIX.

Si Ton suppose une transformation élémentaire, éprouvée par Tunité du poids d^un corps, le rapport qui existe entre la variation de la chaleur réellement existante à Textérieur du corps et la variation de la température a été désigné par M. Clausius sous le nom de chaleur spécifique absolue.

Diaprés M. Clausius, la quantité de chaleur absorbée dans une transformation élémentaire, se compose ainsi de trois parties :

i<* La chaleur consommée en travail externe;

2® L^accroissement de la chaleur réellement existante à Tintérieur du corps ;

3^ La chaleur consommée en travail interne.

D'après la définition précédente, Taccroissement de la chaleur réellement existante à l'intérieur d'un corps, ayant pour poids Tunité ou le kilogramme, est égale au produit de la chaleur spécifique absolue par l'accroissement de température qu'éprouve le corps dans une transformation élémentaire.

La chaleur spécifique absolue se distingue nettement, parla définition même, de la chaleur spécifique sous pression constante, et de la chaleur spécifique sous volume constant.

La chaleur spécifique sous pression constante est directement accessible à l'observation. La chaleur spécifique sous volume constant peut être déterminée également par l'observation dans le cas des gaz. Si la détermination directe de la chaleur spécifique sous volume constant offre de grandes difficultés dans le cas des corps solides ou liquides, le théorème de Carnot peut fournir toutefois, d'une manière indirecte, la valeur de cet élément important.

La considération de la chaleur spécifique sous pression constante et de la chaleur spécifique sous volume constant a été introduite depuis longtemps dans l'étude de la Physique,

( ' ) Théorie mécanique de la chaleur, t. I, p. ti63.

avant qu^il fût question de Thermodynamique. Pour cette raison, afin d^éviter toute confusion dans le langage, ces deux chaleurs spécifiques sont souvent désignées sous le nom de chaleurs spécifiques vulgaires.

Les chaleurs spécifiques vulgaires varient en général avec Tétat du corps. Si Ton suppose Tétat d^un corps déterminé par des valeurs particulières de la température et de la pression, à chaque état particulier du corps peuvent correspondre des valeurs particulières de la chaleur spécifique sous pression constante et de la chaleur spécifique sous volume constant.

En est-il de même pour la chaleur spécifique absolue? La chaleur spécifique absolue varie-t-elle avec la pression et avec la température?

Macquorn Rankine admettait que la chaleur spécifique absolue conserve une valeur constante, tant que le corps conserve le même état physique, mais que la chaleur spécifique absolue change de valeur lorsque le corps change d'état physique. Dans cette opinion, lorsqu^un corps peut se présenter à Tétat solide, à Tétat liquide et à Tétat gazeux, à chacun de ces trois états correspond une valeur particulière de la chaleur spécifique absolue.

M. Clausius admet, au contraire, que la chaleur spécifique absolue est indépendante de Fétat physique. Dans cette opinion, à chaque corps correspond une chaleur spécifique absolue, qui conserve une valeur invariable lorsque le corps est solide, liquide ou gazeux.

Il n'est pas possible, en général, de démontrer par Fexpérience l'exactitude de cette proposition.

La chaleur absorbée par un corps qui éprouve une transformation se compose de trois parties : la chaleur consommée en travail externe, la chaleur consommée en travail interne, et la variation de la chaleur réellement existante à Tintérieur du corps. En admettant que Fexpérience permette de mesurer la

chaleur absorbée dans une transformation, en admettant qu^il soit toujours possible de faire la part du travail externe, Févaluation du travail interne nous échappe entièrement; il est donc impossible, en général, de déduire des observations la variation qu^éprouve la chaleur réellement existante à l'intérieur d'un corps ou la chaleur spécifique absolue de ce corps.

Il est toutefois un cas, où la chaleur consommée en travail interne peut être considérée comme négligeable : c'est le cas des gaz qui se rapprochent de Tétat parfait. Dans ce cas, il est facile de reconnaître que la chaleur réellement existante à l'intérieur du gaz dépend uniquement de la température.

Lorsqu'un corps éprouve, en général, une transformation sans variation de chaleur, une portion de la chaleur réellement existante est consommée en travail externe et en travail interne. Ce dernier travail est nul dans le cas des gaz parfaits ; par suite, lorsqu'un gaz parfait se détend sans variation de chaleur et sans effectuer de travail externe, la quantité de chaleur réellement existante doit demeurer constante, la variation de température doit être nulle. C'est ce qui a lieu lors de l'expansion du gaz dans le vide (p. 119).

Dans le cas des gaz parfaits, la quantité de chaleur réellement existante dépend uniquement de la température. La quantité de chaleur absorbée par le gaz parfait, qui éprouve une transformation élémentaire, se compose alors de deux parties : la chaleur nécessaire pour échauffer le gaz sous volume constant et la chaleur consommée par le travail extérieur.

La quantité de chaleur nécessaire pour échauffer l'unité de poids du gaz sous volume constant est égale au produit de la chaleur spécifique sous volume constant par l'accroissement de la température. La chaleur spécifique du gaz parfait sous volume constant est une quantité invariable; l'accroissement de la chaleur réellement existante est alors proportionnel à

rélévation de la température. La chaleur spécifique absolue du gaz parfait se confond alors avec la chaleur spécifique du gaz sous volume constant.

Si Ton admet, en général, que la chaleur réellement existante à rintérieur d^un corps dépende uniquement de la température, on peut démontrer facilement que la chaleur spécifique absolue de ce corps est indépendante, de Tétat physique du corps, de sa densité et de sa température (*).

Considérons un corps qui puisse exister, à la même température et à la même pression, sous deux états différents, que nous désignerons par A etA'. Désignons par K et K' les chaleurs spécifiques absolues du corps sous chacun de ces états A et A'.

Considérons d^abord Tunité de poids du corps sous Tétat A, à une certaine température et à une certaine pression. Imaginons ensuite le cycle d'opérations suivantes effectuées sur Tunité de poids du corps :

I® On élève la température du corps A d'un degré au-dessus de la température initiale.

2^ A la nouvelle température, le corps passe de Tétat A à l'état A'.

3<* On abaisse d'un degré la température du corps A', de manière à revenir à la température initiale.

{') Bulletin de la Société philomathique, t. XII, p. i5; 1875. — Encyclopédie chimiquCy t. I, a' fa se, p. 427.

4° A la température initiale, le corps passe de Télat A' à Tétat A.

Le cycle est fermé : la quantité de chaleur réellement existante à Fintérieur du corps est la même au commencement et à la fin des opérations. La quantité de chaleur réellement existante à Fintérieur du corps n^a pas changé dans les opérations 2 et 4; chacune de ces opérations s^effectue à une température constante.

Dans la première opération, la quantité de chaleur réellement existante augmente de la quantité K. Dans la troisième opération, la quantité de chaleur réellement existante diminue de la quantité K'. Ces deux quantités de chaleur K et K' sont égales.

En d^autres termes, la chaleur spécifique absolue du corps est la même sous les deux états A et A'.

Considérons un corps à une certaine température sous une certaine pression. Imaginons le cycle d'opérations suivantes, effectuées sur Tunité de poids du corps :

I® On élève la température. du corps d'un degré au-dessus de la température initiale, sous une pression constante égale à la pression initiale.

a<^ On comprime le corps à la nouvelle température : la pression prend une nouvelle valeur.

3® On abaisse d'un degré la température du corps, maintenu sous la nouvelle pression, de manière à revenir à la température initiale.

4^ On diminue la pression exercée sur le corps, en maintenant la température invariable, de manière à revenir à la pression initiale.

Le cycle est fermé. La quantité de chaleur réellement existante à l'intérieur du corps est la même au commencement

el à la fia des opérations. La quantité de chaleur réellement existante à Tintérieur du corps n^a pas changé dans les opérations a et 4 ' chacune de ces opérations sVffectue à une température constante.

Dans la première opération, la quantité de chaleur réellement existante s^accrott de la quantité K, en appelant K la chaleur spécifique absolue du corps à la température initiale et à la pression initiale.

Dans la troisième opération , la quantité de chaleur réellement existante diminue de la quantité K', en appelant K' la chaleur spécifique absolue du corps à la température initiale et sous une pression supérieure à la pression initiale.

Les deux quantités de chaleur K et K' sont égales.

En d^autres termes, la chaleur spécifique absolue du corps, à une même température, est indépendante de la pression supportée par le corps.

Considérons un gaz à une certaine température, sous une certaine pression. Imaginons le cycle d^opérations suivantes, effectuées sur Tunité de poids du gaz :

1° On diminue la pression, en maintenant la température constante, de manière à amener le gaz à Tétat parfait.

2<^ On élève d^un degré la température du gaz parfait sous la nouvelle pression.

3® On comprime le gaz parfait, à la nouvelle température, de manière à revenir à la pression initiale.

4^ On refroidit le gaz sous la pression initiale et on le ramène à la température initiale.

Le cycle est fermé. La quantité de chaleur réellement existante à rintérieur du gaz est la même au commencement et à la fin des opérations. La quantité de chaleur réellement existante à rintérieur du gaz n'a pas changé dans les opérations