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J. VILLEY.

dernière classe d’opérations irréversibles est enfin constituée par les transports de chaleur avec chute de température.

Le mécanisme irréversible est évident, aü moins dans le cas des transports de chaleur par conductibilité. C’est là encore une irréversibilité statistique, due à un sens privilégié dans les échanges élémentaires entre molécules, lesquels sont individuellement réversibles. Considérons, en effet, la surface de séparation de deux portions de matière dont l’une au moins est solide. À travers cette surface il ne se produit aucun transport de matière, mais il se produit dans les deux sens des échanges d’énergie cinétique, par les chocs entre les molécules superficielles. Lorsque les énergies cinétiques moyennes sont égales de part et d’autre, il y a compensation exacte entre les deux transports opposés : il y a réversibilité statistique aussi bien que réversibilité élémentaire. Lorsque les deux températures sont inégales, il y a au contraire un sens de transport qui l’emporte sur l’autre : on a une irréversibilité statistique. On appelle chaleur transportée $|\delta \mathrm {Q} |,$ la différence de ces deux transports inégaux d’énergie cinétique moléculaire : elle est, seule, expérimentalement accessible. Avec la notation habituelle, où $\delta \mathrm {Q}$ représente la chaleur reçue par un élément, on a $\delta \mathrm {Q} =|\delta \mathrm {Q} |$ pour l’élément à température la plus basse $\mathrm {T} _{2}$, et $\delta \mathrm {Q} =-|\delta \mathrm {Q} |$ pour l’élément à température supérieure $\mathrm {T} _{1}.$ L’augmentation globale d’entropie par irréversibilité est donc ${\frac {|\delta \mathrm {Q} |}{\mathrm {T} _{2}}}-{\frac {|\delta \mathrm {Q} |}{\mathrm {T} _{1}}},$ et la perte énergétique correspondante est $\Theta |\delta \mathrm {Q} |\left({\frac {1}{\mathrm {T} _{2}}}-{\frac {1}{\mathrm {T} _{1}}}\right).$

Nous avons vu d’autre part (§ 6) qu’un apport (algébrique) $\delta \mathrm {Q}$ de chaleur venant de l’extérieur — donc de la source unique $\Theta$ — donne aussi lieu à une perte, de forme analogue $\Theta \delta \mathrm {Q} \left({\frac {1}{\mathrm {T} _{2}}}-{\frac {1}{\mathrm {T} _{1}}}\right),$ si cet échange intéresse une portion du système à température $\mathrm {T}$ différente de $\Theta .$

Il est à noter que ces pertes par transport de chaleur n’exigent pas l’existence d’une discontinuité de température, comme celle que nous avons envisagée tout à l’heure de part et d’autre d’une surface géométrique de séparation. Il suffit qu’il y ait une chute finie de température, qui peut être progressive et continue dans une épaisseur quelconque.

Cela résulte immédiatement, dans le cas d’un régime d’écoulement