L EQUIVALENCE MECANIQUE DE LA CHALEUR
Mais il est tout à fait regrettable que, dans les traités élémentaires, on se serve de cette coïncidence constatée après coup, pour cacher aux enfants le principe de la définition de ce qu'on appelle température normale. On leur parle de Véchelle normale du thermomètre à gaz hydrogène, dans laquelle on définit empiriquement le degré de température par une graduation en 100 parties égales entre la température de la glace fondante et celle de Teau bouillante, et on leur dit ensuite : « si on appelle t la température normale ainsi définie, la température absolue est 273 + t. » On serait arrivé à la notion de température normale et de température absolue, même si aucun gaz n'avait suivi dans sa dilatation une marche parallèle à celle de la température normale *.
Et une fois qu'on a fait cette définition, on a annoncé que l'expérience démontre la constance du rapport entre le travail mécanique et les quantités de chaleur, alors que c'est là, en réalité, la définition numérique des quantités de chaleur dans le langage du canton optique !
Ceci est très important, car de cette définition nouvelle des quantités de chaleur, on va tirer la généralisation du principe de la conservation de l'énergie. Appelons provisoirement J le coefficient de proportionnalité que nous avons choisi pour définir les quantités de chaleur Q par rapport au travail correspondant T des forces. On a par définition :
T — JQ zn 0.
Et si, maintenant, nous appelons énergie thermique du système une quantité qui diminue de JQ quand le système
1. Le principe de Téquivalence nous conduit à la mesure des différences de température et par conséquent à la construction d'une échelle thermométrique dont les degrés seront calculés aisément, mais dont Vorigine restera quelconque. C'est le principe de Carnot qui nous conduira à donner une orif?ine précise à cette échelle thermométrique ; il nous donnera la notion du zéro absolu, notion très intéressante au point de vue philosophique.
dépense la quantité de chaleur Q, nous voyons que pour une augmentation T de son énergie mécanique le système aura subi une diminution JQ de son énergie thermique et que par conséquent il y a compensation s'il s'agit de Ténergie totale; autrement dit, il y a conservation de l'énergie totale d'un système thermo-mécanique isolé
Si nous avions voulu, rien ne nous empêchait de prendre Tunité comme valeur de J et nous aurions eu alors une définition bien plus frappante de la quantité de chaleur; elle aurait été définie par le travail môme et Ton aurait eu la formule : T — Q = 0; ce qui nous aurait permis de définir l'énergie thermique, comme nous l'avions fait précédemment, c'est-à-dire de la définir par rapport aux quantités de chaleur comme nous avions définie l'énergie mécanique par rapport aux travaux des forces. Ce qui fait que Ton n'est pas encore arrivé à cette forme de langage, c'est que l'on n'a pas suffisamment oublié l'ancienne échelle thermométrique et que l'on a voulu qu'il y ait cent degrés entre la température d'ébullition de Teau et celle de fusion de la glace. Dans ces conditions le coefficient J a pour valeur environ 4,18.
Gela n'a pas grande importance, si ce n'est que cela complique le langage. Il aurait été plus simple de dire, en prenant J = 1 : nous connaissons deux catégories de phénomènes, les phénomènes de mouvement et les phénomènes thermiques; les éléments de ces phénomènes qui viennent à la connaissance de Thomme ne peuvent en aucune façon être comparés l'un avec Tautre, du moins directement ; mais nous avons imaginé une certaine fonction de l'activité d'un système donné.
Cette activité peut se manifester à nous, d'une pari par des mouvements visibles, d'autre part par des variations de température et nous avons appris à remonter de ces deux aspects difi'érents à la valeur correspondante de la fonction unique caractéristique, à chaque ins-
l'équivalence mécanique de la chaleur loO*
tant, du système considéré; cette fonction, nous l'appelons r énergie du système; c'est le pont jeté par notre science entre deux aspects différents de Vactivité d'un système ; nous pouvons à chaque instant considérer la variation de cette fonction comme une somme de deux partics dont lune est relative aux manifestations mécaniques, Tautre aux manifestations thermiques du système, mai& les deux parties de cette somme sont des grandeurs mesurables de même nature et susceptibles par conséquent de s'additionner suivant la loi d'addition des grandeurs mesurables; les éléments d'une partie de cette somme sont appelés des quantités de travail^ parce que nous y remontons à partir de phénomènes de mouvement visible; les éléments de l*autre partie sont appelés des quantités de chaleur parce que nous y remontons à partir de phénomènes thermiques, mais, comme le fait remarquer Jean Perrin, une fois la quantité de travail calculée, elle perd son certificat d'origine ; on ne sait plus si c'est une quantité de travail ou une quantité de chaleur; c'est une partie de la somme qui représente à ce moment la variation de la fonction caractéristique de l'état du système considéré. Si le système est isolé, cette fonction est constante, sa variation est nulle ; les deux parties de la somme sont donc égales et de signe contraire; si l'une est 243 l'autre est ( — 243), mais dans ce nombre 243 il n'est plus question de la nature des phénomènes auxquels il correspond ; le premier est calculé d'après une activité qui s'est manifestée à nous par l'abaissement d'un poids, le second, d'après une activité qui s'est manifestée à nous par réchauffement d'une masse d'eau, mais ces deux nombres ne sont plus que des nombres dont la somme est nulle ^
\ . En toute rigueur même, si l'on se souvient de la manière dont nous avons déterminé par l'équivalence le facteur température, on a le droit de dire (en faisant J = 4) que la quantité de chaleur, c'est simplement le travail mécanique correspondant, nombre trouvé expérimentalement et que
Toutes les considérations précédentes ont donc eu pour résultat de nous amener, par une suite de conventions habiles, à calculer des nombres de deux manières : 4*> en partant des phénomènes mécaniques d'un système; 2° en partant des phénomènes thermiques de ce système, de telle manière que, pour un système isolé, la somme de ces deux nombres soit toujours nulle. Le premier nombre on l'appelle quantité de travail, le second nombre quan lité de chaleur.
Il est évident qu'il y a là une grande part de convention, mais il y a aussi un résultat expérimental sans lequel nous n'aurions pu songer à calculer ces deux nombres complémentaires, c'est la constatation de Téquivalenccrdu travail mécanique et de la chaleur. Ainsi donc, comme nous l'annoncions précédemment, alors que le principe de la conservation de l'énergie pour un système uniquement thermique ou uniquement mécanique est seulement le résultat de certaines définitions, le principe de la conservation de l'énergie dans un système à la fois thermique et mécanique provient de Tintroduction, avec certaines conventions, dans les deux définitions précédentes, de la constatation expérimentale du principe de l'équivalence. Autrement dit, on peut affirmer qu'en parlant de la conservation de l'énergie dans un système thermo-mécanique isolé, on énonce iniiqnement ce résultat expérimental, qu'on peut tranformer de la chaleur en travail ou du travail en chaleur; et ce principe devient même la véritable définition de la quantité de chaleur dans le langage du canton optique.
Cette possibilité de « transformer de la chaleur en travail » est d'ailleurs un résultat expérimental extrêmement précieux; c'est ce résultat expérimental qui donne tant d'importance à la fonction travail que nous avons ima-
l'on convient ensuite d'écrire sous la forme me (^ — /*)• Et il en sera de même do toutes les autres formes d'énergie.
