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J. VILLEY.

tions inverses, qui peuvent être elles aussi réversibles lorsqu’elles se produisent par compression adiabatique isentropique.

Le travail utile, en cas de réversibilité totale, est donné, en effet, par la diminution de $\left(\Phi +{\frac {\mathrm {V} ^{2}}{2}}\right).$ Il ne saurait être question de distinguer, dans les pertes, celles que l’on prétendrait retrancher soit de $\left({\frac {\mathrm {V} _{1}^{2}}{2}}-{\frac {\mathrm {V} _{2}^{2}}{2}}\right),$ soit de $\left(\Phi _{1}-\Phi _{2}\right),$ car le mécanisme de l’irréversibilité est unique : C’est toujours une décoordination d’énergie cinétique soit par simple viscosité, soit par turbulence, et l’on ne peut pas distinguer, dans l’énergie cinétique ainsi décoordonnée, celle qui est due à la diminution de $\Phi$ de celle qui préexistait. On ne peut constater que le résultat global suivant : L’augmentatation d’énergie cinétique orientée est moindre que le travail des résultantes des forces qui s’exercent sur chaque masse gazeuse élémentaire.

Nous grouperons les pertes énergétiques correspondantes sous la désignation de pertes par écoulements irréversibles d’un fluide. Elles s’introduisent aussi bien dans les écoulements des évolutions cycliques auxiliaires que dans l’évolution motrice principale.

Les plus importantes parmi ces pertes font intervenir le mécanisme de décoordination par turbulence. Elles peuvent être provoquées par les étranglements, les discontinuités de profil, et les courbures à profil incorrect des canalisations. Mais à ces décoordinations, que nous pouvons considérer comme accidentelles, s’en ajoutent d’autres, inévitables, même avec des canalisations à profils parfaitement étudiés et à surface parfaitement lisse : elles donnent les pertes par frottement qui apparaissent ainsi comme un caractère fondamental de tout écoulement. La décoordination correspondante se fait par viscosité dans les canalisations très étroites ; dans les canalisations courantes, elle est produite par l’intervention de turbulences qui prennent naissance au contact des parois.

Le calcul de ces pertes par écoulement irréversible est immédiat si l’évolution où elles sont localisées est adiabatique : la perte énergétique est alors simplement égale à $\Theta \left(\mathrm {S} _{2}-\mathrm {S} _{1}\right),$ et l’augmentation d’entropie $\left(\mathrm {S} _{2}-\mathrm {S} _{1}\right)$) peut être déterminée immédiatement au moyen du diagramme de Mollier (fig. 4) : comme dans le cas des faux équilibres par sursaturation, si l’on connaît l’état de départ A et la pression ${\displaystyle }$ de l’état d’arrivée, ainsi que l’énergie mécanique produite : celle-ci mesure, en effet, la chute de chaleur totale $\left(\lambda _{1}-lambda_{2}\right).$