La Gaceta industrial (1870-03-10 00:00:00), página 11

especiales que sobre este asunto se han escrito, y nos atendremos especialmente á la de Briot, que es, en nuestra humilde opinión, la más notable por su método de exposición y unidad.

(1) Tres son las variables principales que deben considerarse en todo fenómeno físico relacionado con el calor, á saber: la temperatura t, la presión p y el volumen v. Respecto de la primera nada podemos añadir á la idea que ordinariamente se tiene de ella, hasta que entremos en ulteriores consideraciones; recordemos sólo que se mide por la relación de los volúmenes de algunos cuerpos. La presión p es el concepto mecánico referido á la unidad de superficie; el volumen v, es el geométrico aplicándose á la unidad de peso; por esto le llamamos volumén específico.

(2) El primer principio fundamental de la Termodinámica dice que una cierta cantidad de trabajo mecánico corresponde siempre á otra de calor y recíprocamente; de tal suerte, que la relación de ambos es una constante. Si así no fuera, tendríamos que una porción de calor podría producir en un caso un trabajo A y en otro caso el B; y la diferencia A—B no reconocería origen alguno, teniendo así un efecto sin causa, algo que servir pudiera de comienzo al absurdo del trabajo perpetuo, mallamado movimiento continuo.

Las experiencias directas verificadas por el distinguido físico inglés Mr. Joule en 1845, y las posteriores de Hirn y otros, han venido á confirmar este principio, debido al eminente médico alemán Mayer. Hé aquí como operaba Joule:

Colocaba un vaso en cuyo interior había unas veces agua, ya mercurio, ya diversos líquidos; un agitador vertical de paletas horizontales ponía en movimiento este líquido, y lo recibía á su vez por unas poleas de retorno de unos pesos conocidos y que descendían distancias fáciles de medir. Con estos elementos basta multiplicar estos pesos por los caminos que recorren para tener el trabajo, que es igual al consumido en agitar el líquido. Medida la temperatura de este al principio y al fin del fenómeno, y conocida su masa, al par que su capacidad calórica, es fácil averiguar la cantidad de calor absorbida. La ecuación se establece, pues, en cada experiencia del modo siguiente: el trabajo en kilogrametros T es igual al producto de un número por el calor producido en calorías E. Ahora bien, este número era el mismo en todos los casos, fueran cualesquiera los demás elementos, y llamándole E, tendremos

\[
T = E \cdot Q.
\]

Las experiencias dieron \( E = 425 \), número á que llamamos equivalente mecánico del calor para indicar la citada relación constante: la reciproca \( \frac{t}{E} = A \) se llama equivalente calorífico del trabajo.

El físico francés Mr. Hirn ha llegado á la propia relación, estudiando el calor consumido en el choque de algunos cuerpos y en el conjunto de una máquina de vapor completa. Hase también confirmado por medio de resultados teóricos, y hay, por tanto, derecho á admitir como seguro este primer principio fundamental de la Termodinámica.

(3) Sisuministramos á un cuerpo en equilibrio térmico una cantidad finita ó infinitesimal de calor, esta se descompone en dos sumandos, que la teoría y la experiencia señalan de consumo. El primero es el calor que se emplea en producir los diversos fenómenos que pueden ocurrir en su interior, el segundo en vencer las resistencias que el medio exterior opone á su aumento de volumen. No nos cuidemos, por ahora, del primer sumando sino para designarlo por U, y respecto del segundo, vemos que es un verdadero trabajo mecánico, pues en él no contamos las pérdidas de calor que el cuerpo puede experimentar por su superficie, sino las resistencias que los cuerpos inmediatos oponen á su aumento de volumen.

Llamando p á esta presión ó resistencia, a á un elemento infinitesimal de área y r á otro también infinitesimal de distancia contada normalmente el área, tendremos que la resistencia elemental, ó sea trabajo exterior, es

\[
p \cdot r \cdot a,
\]

pero llamando dv al elemento de volumen, se tiene

\[
dv = ar;
\]

luego el elemento de trabajo exterior es

\[
p \cdot dv.
\]

Limitándonos, pues, á cantidades infinitesimales, tendremos que una cantidad d E de calor, se descompondrá en los dos sumandos citados, por medio de la ecuación

\[
dQ = A (dU + pdv). \tag{a}
\]

(4) Sea cualquiera la naturaleza de la función U, dependerá de las variables t y v; tomándolas como independientes tendremos

\[
\frac{dU}{dt} = -du + \frac{dU}{dv} dv;
\]

relación que sustituida en la (a) produce,

\[
dQ = cdv + l dv. \tag{b}
\]

designando

\[
c = \frac{dU}{dt}; \quad l = A \left( \frac{dU}{dv} + p \right).
\]

Al coeficiente l se le llama calor latente de dilatación, nombre justificado, porque si hacemos constante la temperatura en (b) resulta,

\[
l = \frac{dQ}{dv};
\]

ó sea la medida del incremento de calor con relación al volumen. Designamos á c con el nombre ya admitido de calor específico á volumen constante, puesto que si el volumen es constante, tenemos, deducido de la (b),

\[
c = \frac{dQ}{dt};
\]

ó sea la medida del incremento del calor con relación al de la temperatura, que es el calor específico, en el caso de volumen invariable.

(5) Si tomamos á t y p como variables independientes, resultan para sus funciones U y v,

\[
\frac{dU}{dt} = -du + \frac{dU}{dp} dp; \quad dv = \frac{dv}{dt} dt + \frac{dv}{dp} dp;
\]