CHAPITRE PREMIER

THÉOmiB DBS GAZ PARFAITS.

Un gaz parfait est un corps dont les parties constituantes matérielles sont sounflses à l'action de deux forces seules : la FORCE CAix>RiQUE, qui tend à écarter indéfiniment ces parties; une force externe antagoniste, qui fait équilibre à la puissance expansive du calorique et qui aussi empêche l'expansion d'avoir lieu.

D'après cette définition, il est clair qu'il ne peut, en réalité, exister de gaz parfaits. Si dilué, si raréfié que soit un gaz simple, ses parties, en effet, tendent les unes vers les autres en vertu de la gravitation universelle se manifestant ici comme attraction moléculaire, et cette tendance s'ajoute à la forme externe pour faire équilibre au calorique. Je dis un gaz simple : dans un gaz composé, en effet, les atomes combinés en molécules forment des groupes, des systèmes distincts qui constituent l'ensemble que nous appelons le gaz ; et par cette seule définition aussi un gaz composé ne peut être parfait.

En un mot, un gaz parfait ne saurait constituer qu'un être idéal, des propriétés duquel nos gaz réels ne peuvent que s'approcher plus ou moins -, et toutes les lois que nous éta-

blissonsy en traitant mathématiquement ces corps comme des gaz parfaits, ne peuvent être que des lois approximatives.

Pourvu que nous ayons sans cesse bien présentes à Tesprit les considérations précédentes, l'étude de nos gaz réels, traités comme gaz parfaits, présente cependant un grand intérêt et un haut degré d'utilité. Nous reconnaîtrons en effet, plus tard, qu'il suffit d'introduire dans nos équations idéales certaines corrections pour les ramener à traduire la réalité des faits et pour faire peindre par elles d'une manière très-saisissante les phénomènes. En cherchant de combien les lois idéales s'écartent de la vérité, nous parviendrons peu à peu à analyser la nature et la valeur des éléments perturbateurs qui font descendre ces lois dans l'ordre réel.

Nous disons que dans un gaz parfait la force calorique n'est contre-balancée que par une force, ou du moins par une somme de forces toutes externes. La résistance que nous sommes obligés d'opposer au gaz pour l'empêcher de se dilater, ou, ce qui est maintenant absolument la même chose, la pression que le gaz exerce en tous sens devient donc ainsi la mesure directe et exacte de Vintensité de la force expansive, en d'autres termes, de la température. C'est ce que j'ai fait ressortir dès le début de cet Ouvrage. Les faibles différences qu'a trouvées M. Regnault entre les coefficients de dilatation des gaz très-éloignés de leur point de liquéfaction, de saturation, dérivent de ce que dans ces gaz l'attraction réciproque des parties n'est point absolument nulle. Il suit de là que, si nous désignons par Pq la pression d'un gaz à la température ordinaire /© ou absolue Tq, cette pression devient (approxima ti vemen t )

à la température (ordinaire) / ou (absolue) T.

Tous les physiciens savent les restrictions qu'ont apportées les expériences de M. Regnault à la loi de Mariotte. Ici encore les écarts dérivent de ce que l'attraction moléculaire n'est pas nulle, même dans les gaz les plus éloignés de leur point de liquéfaction : cette force interne s'ajoutant à notre insu à la pression externe que seule nous mesurons, la loi de Mariotte est nécessairement faussée. Les écarts dérivent aussi d'une autre raison sur laquelle je n'ai pas à m'arréter ici : ils dérivent de ce que nous mettons en rapport les volumes appartnis et non la partie réellement seule variable des corps , à savoir leurs volumes interatomiques. Quoi qu'il en soit, nous pouvons poser, conune approximation première, Téqua» tion bien connue

qui exprime la relation des pressions, des températures et des volumes apparents d'un gaz. Nous verrons plus tard qu'en remplaçant le volume apparent V par le volume interatomique v^ et qu'en remplaçant P par la somme de toutes les forces internes et externes qui résistent à la force calorique, la loi précédente devient universelle : elle s'applique à tous les corps, et devient alors, par des raisons que nous reconnaîtrons aisément, une seconde approximation vers Texactitude absolue.

Ainsi que chacun sait, la pression P peut s'exprimer en unités de différentes espèces : colonne de mercure, atmosphères, pression par unité de surface, etc. J'adopterai presque exclusivement cette dernière espèce de mesure; j'exprimerai la pression par l'effort en kilogrammes par mètre carré de surÊLce qu'exerce le gaz en tous sens. C'est à cette unité qu'on est toujours obligé d'en revenir lorsqu'on veut tra-

duire en nombres le travail mécanique^ par exemple, que donne ou que coûte l'expansion ou la compression d*un corps quelconque ; c'est donc, malgré la grandeur des nombres auxquels arrive ordinairement l'unité, la plus naturelle et la plus conmiode.

Nous avons défini la températiure : V intensité actuelle de la FORCE CALORIQUE, ct uous disous que dans un gaz parfait cette intensité a pour mesure la pression du gaz. En vertu de ce principe élémentaire que l'intensité d'une force est, toutes choses égales, proportionnelle à la quantité {* ) de force présente, il est clair que pour un gaz parfait les variations de la température (et de la pression, si le volume est invariable] sont proportionnelles aux variations des quantités de chaleur actuellement présente dans le corps. Il suit de là immédiatement que, pour un tel gaz, ce qu'on a appelé la capacité à

volume constant est nécessairement une constante, et qu'on a

Expérimentalement, il est, non pas impossible, mais du moins difficile, de déterminer directement c^. Mais la valeur de cet élément est aisée à établir, approximativement, parle calcul.

Supposons que nous portions la température d'un gaz de T^ à T< , en maintenant la pression P^ constante et en permettant par conséquent au volume de varier, cette variation va donner lieu à un travail externe dont la valeur Po(V, — V^) est facile à déterminer. Nous avons, en effet,

(*) Je ne saurais trop rappeler que ce mot est employé ici dans son sens le piui étendu et non dans celui qu'il a en langage vulgaire^

d'où

et, par conséquent,

pour la valeur de ce travail externe.

Comme nous supposons les attractions internes absolument nulles, ce travail sera le seul aussi qui s*opérera pendant Taccroissement de volume. En vertu de la première proposition de la Thermodynamique, il faudra dépenser pour ce travail une quantité de chaleur