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ÉLÉMENTS DE THERMODYNAMIQUE CINÉTIQUE.

d’échanges de chaleur, pas plus entre les deux portions de la masse gazeuse qu’avec l’extérieur. L’intégrale $\int _{1}^{2}{\frac {d\mathrm {Q} }{\mathrm {T} }}$ est donc nulle. Pour calculer la variation d’entropie $\mathrm {S} _{1}^{2},$ il faut calculer $\int {\frac {d\mathrm {Q} }{\mathrm {T} }}$ le long d’une évolution réversible (d’ailleurs quelconque) allant de M₁ à M₂

Fig. 5.

Considérons en particulier l’arc d’isotherme M₁M₂. L’énergie interne du gaz parfait ne change pas ; il faut donc lui fournir une quantité de chaleur équivalente au travail qu’il fournit lui-même à l’extérieur dans la détente réversible isotherme. On a donc $\mathrm {S} _{1}^{2}>0$ (c’est-à-dire que l’entropie est croissante), et le sens de l’inégalité (42) est

(43)

$\int _{1}^{2}{\frac {d\mathrm {Q} }{\mathrm {T} }}<\mathrm {S} _{1}^{2},$(43)

ou, pour une transformation élémentaire spontanée,

(44)

$d\mathrm {Q} <\mathrm {T} d\mathrm {S} .$(44)

Puisque $\mathrm {T} _{2}=\mathrm {T} _{1},$ le travail total $\mathrm {P} v-p\mathrm {V}$ reçu par la masse de gaz considérée, dans la détente de Joule Thomson, est nul. Comme elle n’a pas reçu non plus de chaleur, elle constitue un système thermodynamiquement isolé. Nous voyons ici un cas particulier d’une règle générale : L’entropie d’un système isolé, qui évolue spontanément, va en croissant.

Cette règle apparaît d’ailleurs comme un énoncé particulièrement simple du principe d’évolution, si l’entropie est bien, comme on l’a indiqué en passant, une mesure de la probabilité de la configuration actuelle.