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J. VILLEY.

diagramme) et AB’ (deuxième diagramme) sont adiabatiques et réversibles. L’évolution irréversible adiabatique qui ramène en B’’ (premier diagramme), comportant, du fait de son irréversibilité, une augmentation d’entropie, place donc le point B’’ à droite du’ point B.

C’est cette variation d’entropie

$\mathrm {S} _{\mathrm {B} ''}-\mathrm {S} _{\mathrm {B} }\qquad {\text{avec}}\qquad \mathrm {S} _{\mathrm {B} }=\mathrm {S} _{\mathrm {A} }=\mathrm {S} _{\mathrm {B} '}=\mathrm {S} _{1}$

qui détermine la perte énergétique $\Theta \left(\mathrm {S} _{B}-\mathrm {S} _{A}\right).$ Le procédé le plus simple pour l’évaluer est basé sur l’observation (§ 8) que, dans l’opération adiabatique B’B’’, l’énergie mécanique produite est égale à $\lambda _{1}-\lambda _{2}\,;$ il en résulte que si cette énergie mécanique est nulle, les points B’ et B" sont sur une même courbe $\lambda ={\text{const.}}$ Dans ce cas, la détermination de $\mathrm {S} _{2}-\mathrm {S} _{1}$ sera immédiate sur le diagramme de Mollier, qui utilise pour abscisses l’entropie $\mathrm {S} ,$ et pour ordonnées justement la chaleur totale $\lambda =\mathrm {U} +pv.$

Construisons, sur ce diagramme (fig. 3), la courbe $p=p_{2},$ que

Fig. 3.

nous supposons toujours être la limite de nos détentes. La pression $p$ étant constante on a $d\lambda =d\mathrm {U} +pdv=d\mathrm {Q} ,$ et la pente de l’isobare est donc

${\frac {d\lambda }{d\mathrm {S} }}={\frac {\delta \mathrm {Q} }{d\mathrm {S} }}={\frac {\mathrm {Td\mathrm {S} } }{d\mathrm {S} }}=\mathrm {T} .$

Nous obtenons ainsi, dans le domaine de saturation où $\mathrm {T}$ est constant pour $p$ constant, une droite d’inclinaison constante égale à $\mathrm {T} \,;$ dans le domaine de la vapeur surchauffée, au contraire, le chauffage