température thermodynamique

La température thermodynamique , également appelée température absolue , est une grandeur physique qui mesure la température à partir du zéro absolu , le point auquel les particules ont un mouvement thermique minimal.

La température thermodynamique est généralement exprimée en kelvins ( K). Cette unité correspond au même intervalle que le degré Celsius, mais les échelles sont décalées de sorte que 0 K corresponde au zéro absolu. À titre de comparaison, une température de 295 K correspond à 21,85 °C et 71,33 °F. L' échelle de Rankine , basée sur les degrés Fahrenheit , est une autre échelle absolue de température.

Historiquement, la température thermodynamique a été définie par Lord Kelvin en termes d'une relation entre les quantités macroscopiques que sont le travail thermodynamique et le transfert de chaleur, telles que définies en thermodynamique , mais le kelvin a été redéfini par un accord international en 2019 en termes de phénomènes qui sont maintenant compris comme des manifestations de l'énergie cinétique du mouvement libre de particules telles que les atomes, les molécules et les électrons.

La température thermodynamique peut être définie en termes purement thermodynamiques à l'aide du cycle de Carnot . Historiquement, la température thermodynamique a été rigoureusement définie bien avant que les particules telles que les atomes, les molécules et les électrons ne soient pleinement comprises.

Le Système international d'unités (SI) spécifie l'échelle absolue de mesure de la température et l'unité de mesure, le kelvin (symbole : K), pour des valeurs spécifiques de cette échelle. Un intervalle de température d'un degré Celsius correspond à un kelvin. Depuis la révision du SI en 2019 , le kelvin est défini en relation avec la propriété physique sous-jacente à la température thermodynamique : l'énergie cinétique du mouvement des particules libres atomiques. Cette révision a fixé la constante de Boltzmann à exactement 10⁻⁴ kJ/cm².1,380 649 × 10 ⁻²³ J⋅K ⁻¹ .

La propriété qui confère une température aux substances matérielles s'explique aisément par la loi des gaz parfaits , qui établit, via la constante de Boltzmann, comment l'énergie thermique induit des variations précises de pression et de température pour certains gaz. En effet, les gaz monoatomiques comme l'hélium et l'argon se comportent cinétiquement comme des boules de billard parfaitement élastiques et sphériques, se déplaçant librement selon un sous-ensemble spécifique des mouvements possibles de la matière : celui qui correspond aux trois degrés de liberté de translation . Ces degrés de liberté de translation correspondent aux mouvements familiers d'une boule de billard le long des axes x , y et z de l'espace tridimensionnel (voir figure 1 ci-dessous). C'est pourquoi les gaz rares ont tous la même capacité thermique massique par atome et pourquoi cette valeur est la plus faible de tous les gaz.

Les molécules (deux atomes ou plus liés chimiquement) possèdent une structure interne et, par conséquent, des degrés de liberté internes supplémentaires (voir Fig. 3 ci-dessous). De ce fait, elles absorbent davantage d'énergie thermique que les gaz monoatomiques pour une même élévation de température. L'énergie thermique est libérée par tous les degrés de liberté disponibles ; ceci est conforme au théorème d'équipartition , de sorte que tous les degrés de liberté internes disponibles ont la même énergie moyenne que leurs trois degrés de liberté externes. Cependant, la propriété qui confère à tous les gaz leur pression , c'est-à-dire la force nette par unité de surface exercée sur un récipient par les particules de gaz qui se repoussent, est fonction de l'énergie cinétique associée aux trois degrés de liberté de translation des atomes et des molécules en mouvement libre.

La fixation de la constante de Boltzmann à une valeur spécifique a permis d'établir précisément l'ordre de grandeur du kelvin en fonction du comportement cinétique moyen des gaz rares. De plus, le point de départ de l'échelle de température thermodynamique, le zéro absolu, a été réaffirmé comme le point où l'énergie cinétique moyenne d'un échantillon est nulle ; le seul mouvement résiduel des particules étant alors constitué de vibrations aléatoires dues à l'énergie du point zéro.

Les échelles de température sont numériques. Le zéro numérique d'une échelle de température ne correspond pas nécessairement au zéro absolu. Cependant, certaines échelles de température ont leur zéro numérique coïncidant avec le zéro absolu, comme l' échelle Kelvin et l' échelle Rankine . D'autres échelles de température ont leur zéro numérique très éloigné du zéro absolu, comme l'échelle Celsius et l'échelle Fahrenheit.

Au point zéro de la température thermodynamique, le zéro absolu , les particules constituant la matière ont un mouvement minimal et leur température ne peut plus baisser. Le zéro absolu, soit une température de zéro kelvin (0 K), correspond précisément à −273,15 °C et −459,67 °F. La matière au zéro absolu ne possède plus d'énergie cinétique moyenne transférable et le seul mouvement résiduel des particules est dû à un phénomène de mécanique quantique omniprésent appelé énergie de point zéro (ZPE ). Bien que les atomes contenus, par exemple, dans un récipient d' hélium liquide précisément au zéro absolu , continuent de s'agiter légèrement en raison de l'énergie de point zéro, une machine thermique théoriquement parfaite utilisant l'hélium comme fluide de travail ne pourrait jamais transférer d'énergie cinétique nette ( énergie thermique ) à l'autre fluide de travail et aucun travail thermodynamique ne pourrait être effectué.

La température est généralement exprimée en valeur absolue lorsqu'on étudie scientifiquement ses relations avec certaines autres propriétés physiques de la matière, telles que son volume ou sa pression (voir la loi de Gay-Lussac ), ou encore la longueur d'onde de son rayonnement de corps noir . La température absolue est également utile pour calculer les vitesses de réaction chimique (voir l'équation d'Arrhenius ). De plus, elle est couramment utilisée en cryogénie et pour l'étude de phénomènes connexes comme la supraconductivité , comme l'illustre l'exemple suivant : « La température de transition du tantale ( T _{_c} ), de 4,4924 kelvins, est légèrement supérieure au point d'ébullition de l'hélium, qui est de 4,2221 K. »

Bien qu’il y ait eu de nombreuses autres échelles de température au cours de l’histoire, il n’y a eu que deux échelles pour mesurer la température thermodynamique qui ont le zéro absolu comme point nul (0) : l’échelle Kelvin et l’échelle Rankine.

Dans le monde scientifique, où les mesures modernes sont presque toujours effectuées en utilisant le Système international d'unités (SI), la température thermodynamique est mesurée en kelvins. L'échelle de Rankine fait partie du système d'unités d'ingénierie anglais et est utilisée dans certains domaines, notamment dans les ouvrages de référence anciens. L'échelle de Rankine utilise le degré Rankine (symbole : °R) comme unité, qui correspond à l'ordre de grandeur du degré Fahrenheit (symbole : °F).

Un incrément d'un kelvin correspond exactement à 1,8 fois un degré Rankine ; ainsi, pour convertir une température donnée de l'échelle Kelvin à l'échelle Rankine, x K = 1,8 x °R , et pour convertir une température de l'échelle Rankine à l'échelle Kelvin, x °R = x / 1,8 K. Par conséquent, le zéro absolu est « 0 » pour les deux échelles, mais le point de fusion de la glace d'eau (0 °C et 273,15 K) est de 491,67 °R.

Pour convertir les intervalles de température (une plage ou une différence entre deux températures), les formules du paragraphe précédent sont applicables ; par exemple, un intervalle de 5 kelvins est précisément égal à un intervalle de 9 degrés Rankine.

Pendant 65 ans, entre 1954 et la révision de 2019 du SI , un intervalle de température d'un kelvin a été défini comme ⁠1/273,16de la différence de température entre le point triple de l'eau et le zéro absolu. La résolution de 1954 du Bureau international des poids et mesures (BIPM), ainsi que les résolutions et publications ultérieures, ont défini le point triple de l'eau comme étant précisément de 273,16 K et ont reconnu qu'il était « courant » d'accepter qu'en raison des conventions précédentes (à savoir que 0 °C avait longtemps été défini comme le point de fusion de l'eau et que le point triple de l'eau avait longtemps été déterminé expérimentalement comme étant indiscernablement proche de 0,01 °C), la différence entre l'échelle Celsius et l'échelle Kelvin soit acceptée comme étant de 273,15 K ; Autrement dit, 0 °C correspond à 273,15 K. Cette résolution, ainsi que les suivantes, a eu un double effet : 1) elles ont défini le zéro absolu comme étant précisément 0 K, et 2) elles ont établi que le point triple d’une eau spéciale, contrôlée isotopiquement et appelée eau océanique moyenne standard de Vienne, se situait précisément à 273,16 K et 0,01 °C. L’un des effets de ces résolutions a été que le point de fusion de l’eau, bien que très proche de 273,15 K et 0 °C, n’était pas une valeur de référence et a fait l’objet de mesures plus précises.

La norme BIPM de 1954 a permis d'établir avec précision, compte tenu des incertitudes liées aux variations isotopiques entre les échantillons d'eau, les températures proches des points de congélation et triple de l'eau. Toutefois, elle exigeait que les valeurs intermédiaires entre le point triple et le zéro absolu, ainsi que les valeurs extrapolées à partir de la température ambiante et au-delà, soient déterminées expérimentalement, à l'aide d'appareils et de procédures spécifiques à chaque laboratoire. Cette lacune a été comblée par l' Échelle internationale de température de 1990 (EIT-90), qui a défini 13 points supplémentaires, de 13,8033 K à 1 357,77 K. Bien que définissante, l'EIT-90 présentait – et présente encore – certaines difficultés, notamment parce que huit de ses valeurs extrapolées dépendent des points de fusion ou de congélation d'échantillons métalliques, lesquels doivent être d'une pureté extrême afin de ne pas affecter, et généralement abaisser, leurs points de fusion ou de congélation.

La révision du SI en 2019 visait principalement à dissocier une grande partie de ses fondements définitionnels du kilogramme , dernier artefact physique définissant une unité de base du SI (un cylindre de platine/iridium conservé sous trois cloches emboîtées dans un coffre-fort en France) et dont la stabilité était très contestée. La solution adoptée a nécessité la fixation de quatre constantes physiques, dont la constante de Boltzmann.

L'attribution d'une valeur précisément définie à la constante de Boltzmann n'a eu aucun effet pratique sur la thermométrie moderne, sauf pour les mesures d'une précision extrême. Avant cette révision, le point triple de l'eau était exactement de 273,16 K et 0,01 °C, et la constante de Boltzmann avait été déterminée expérimentalement.1,380 649 03 (51) × 10 ⁻²³ J/K , où « (51) » désigne l'incertitude sur les deux chiffres les moins significatifs (les 03) et correspond à une incertitude-type relative de 0,37 ppm. Ensuite, en définissant la constante de Boltzmann comme exactement1,380 649 × 10 ⁻²³ J/K , l'incertitude de 0,37 ppm a été transférée au point triple de l'eau, qui est devenu une valeur déterminée expérimentalement de273,1600 ± 0,0001 K (0,0100 ± 0,0001 °C ). Le fait que le point triple de l'eau se soit avéré extrêmement proche de 273,16 K après la révision du SI n'était pas un hasard ; la valeur finale de la constante de Boltzmann a été déterminée, en partie, grâce à des expériences ingénieuses avec l'argon et l'hélium qui utilisaient le point triple de l'eau comme température de référence principale.

Malgré la révision de 2019, les cellules à point triple de l'eau continuent de servir en thermométrie moderne de références d'étalonnage extrêmement précises à 273,16 K et 0,01 °C. De plus, le point triple de l'eau demeure l'un des 14 points d'étalonnage composant l'ITS-90, qui s'étend du point triple de l'hydrogène (13,8033 K) au point de congélation du cuivre (1 357,77 K), soit une gamme de températures thermodynamiques d'un facteur près de cent.

La température thermodynamique d'une quantité importante d'une substance (un nombre statistiquement significatif de particules) est directement proportionnelle à l'énergie cinétique moyenne d'un type spécifique de mouvement particulaire appelé mouvement de translation . Ces mouvements simples, selon les trois dimensions de l'espace (x , y et z) , correspondent aux trois degrés de liberté spatiaux des particules . Cette forme particulière d'énergie cinétique est parfois appelée température cinétique . Le mouvement de translation n'est qu'une forme d'énergie thermique et confère aux gaz non seulement leur température, mais aussi leur pression et la majeure partie de leur volume. Cette relation entre la température, la pression et le volume des gaz est établie par la formule de la loi des gaz parfaits : pV = nRT , et est intégrée aux lois des gaz .

Bien que l'énergie cinétique associée aux trois degrés de liberté de translation constitue la température thermodynamique d'une substance, les molécules, comme illustré sur la figure 3 , possèdent d'autres degrés de liberté, répartis en trois catégories : longueur de liaison, angle de liaison et rotation. Ces trois degrés de liberté supplémentaires ne sont pas nécessairement accessibles à toutes les molécules, et même parmi celles qui les possèdent , certaines peuvent être « figées » en dessous d'une certaine température. Néanmoins, tous ces degrés de liberté accessibles aux molécules dans des conditions données contribuent à la capacité thermique massique de la substance ; autrement dit, ils augmentent la quantité de chaleur (énergie cinétique) nécessaire pour élever la température d'une quantité donnée de cette substance d'un kelvin, soit d'un degré Celsius.

La relation entre l'énergie cinétique, la masse et la vitesse est donnée par la formule E _k = ⁠1/2⁠ mv ² . En conséquence, les particules ayant une unité de masse se déplaçant à une unité de vitesse ont précisément la même énergie cinétique et précisément la même température que celles ayant quatre fois la masse mais la moitié de la vitesse.

La constante de Boltzmann relie la température thermodynamique d'un gaz à l'énergie cinétique moyenne du mouvement de translation d'une particule : où :

• kB est la constante de _Boltzmann
• T est la température thermodynamique de la substance en grande quantité.

Bien que la constante de Boltzmann soit utile pour déterminer l'énergie cinétique moyenne d'un échantillon de particules, même lorsqu'une substance est isolée et à l'équilibre thermodynamique (toutes les parties sont à température uniforme et aucun échange de chaleur n'a lieu), les mouvements de translation des atomes et molécules individuels s'effectuent sur une large gamme de vitesses (voir l'animation de la figure 1 ci-dessus). À un instant donné, la proportion de particules se déplaçant à une vitesse donnée dans cette gamme est déterminée par la probabilité, selon la distribution de Maxwell-Boltzmann . Le graphique présenté ici ( figure 2) illustre la distribution des vitesses des atomes d'hélium à 5 500 K. Leur vitesse la plus probable est de 4,780 km/s (0,2092 s/km). Cependant, à un instant donné, une certaine proportion d'atomes se déplace plus vite tandis que d'autres se déplacent relativement lentement ; certains sont momentanément quasiment immobiles (hors de l' axe des abscisses, à droite). Ce graphique utilise l'inverse de la vitesse pour son axe des abscisses afin que la forme de la courbe puisse être facilement comparée à celles de la figure 5 ci-dessous. Sur les deux graphiques, zéro sur l' axe des abscisses représente une température infinie. De plus, les axes des abscisses et des ordonnées sont gradués proportionnellement sur les deux graphiques.

Bien que la détection directe des mouvements de translation nécessite un équipement de laboratoire très spécialisé, les collisions résultantes entre atomes ou molécules et particules en suspension dans un fluide produisent un mouvement brownien observable au microscope optique. Les mouvements de translation des particules élémentaires sont extrêmement rapides et leur observation directe requiert des températures proches du zéro absolu . Par exemple, en 1994, lorsque des scientifiques du NIST ont atteint une température record de 700 nK (milliardièmes de kelvin), ils ont utilisé un laser à réseau optique pour refroidir adiabatiquement des atomes de césium . Ils ont ensuite désactivé les lasers de piégeage et mesuré directement la vitesse des atomes, de l'ordre de 7 mm/s, afin de calculer leur température . Les formules de calcul de la vitesse et de la magnitude du mouvement de translation sont données dans la note de bas de page suivante

Il n'est pas difficile d'imaginer les mouvements atomiques dus à la température cinétique, ni de distinguer ces mouvements de ceux dus à l'énergie du point zéro. Prenons l'exemple hypothétique suivant, illustré par la figure 2.5 à gauche, avec un atome extrêmement proche du zéro absolu. Imaginons-nous observer à travers un microscope optique classique réglé à un grossissement de 400, soit le grossissement maximal pratique pour ce type de microscope. Ces microscopes offrent généralement un champ de vision d'un diamètre légèrement supérieur à 0,4 mm. Au centre de ce champ se trouve un atome d'argon en lévitation (l'argon représente environ 0,93 % de l'air), illuminé et brillant sur un fond sombre. Si cet atome d'argon se trouvait à une température record d' un billionième de kelvin au-dessus du zéro absolu et se déplaçait perpendiculairement au champ de vision vers la droite, il lui faudrait 13,9 secondes pour parcourir la distance entre le centre de l'image et le repère situé à 200 μm. Lorsqu'un atome d'argon se déplace lentement, la variation de position due à l'énergie du point zéro est bien inférieure à la résolution de 200 nm (0,0002 mm) d'un microscope optique. Il est important de noter que la vitesse de translation de l'atome, de 14,43 μm/s, représente la totalité de son énergie cinétique résiduelle, puisqu'il ne se trouve pas précisément au zéro absolu. Si l'atome était exactement au zéro absolu, les irrégularités imperceptibles dues à l'énergie du point zéro le feraient légèrement dévier, mais il se trouverait en moyenne perpétuellement au même endroit dans le champ de vision. On peut comparer cela à un bateau dont le moteur est éteint et qui tangue légèrement dans une mer relativement calme et sans vent : même s'il dérive aléatoirement, il reste immobile sur le long terme et ne se déplace pas dans l'eau. Par conséquent, un atome situé précisément au zéro absolu ne serait pas « immobile », et pourtant, un ensemble statistiquement significatif de tels atomes n'aurait aucune énergie cinétique nette disponible pour être transférée à un autre ensemble d'atomes. Ceci s'explique par le fait que, quelle que soit la température cinétique du second ensemble d'atomes, ceux-ci subissent également les effets de l'énergie du point zéro. Telles sont les conséquences de la mécanique statistique et de la nature de la thermodynamique.

Comme mentionné précédemment, les molécules peuvent vibrer autrement que par leurs trois degrés de liberté de translation, qui leur confèrent leur température cinétique. Comme illustré dans l'animation ci-contre, les molécules sont des objets complexes : constituées d'un ensemble d'atomes, elles subissent des contraintes thermiques sur leurs liaisons chimiques internes de trois manières différentes : par rotation, par variation de la longueur et de l'angle des liaisons. Ces mouvements constituent autant de degrés de liberté internes . Ceci distingue les molécules des substances monoatomiques (composées d'atomes individuels) comme l' hélium et l'argon , gaz rares , qui ne possèdent que trois degrés de liberté de translation (les axes x , y et z ). L'énergie cinétique est stockée dans les degrés de liberté internes des molécules, ce qui leur confère une température interne . Bien que ces mouvements soient qualifiés d'« internes », les parties externes des molécules sont également en mouvement, à l'instar d'un ballon d'eau immobile qui vibre . Ceci permet un échange bidirectionnel d'énergie cinétique entre les mouvements internes et les mouvements de translation à chaque collision moléculaire. Par conséquent, lorsque l'énergie interne des molécules diminue, leur température cinétique (l'énergie cinétique de leur mouvement de translation) et leur température interne diminuent simultanément et proportionnellement. Ce phénomène est décrit par le théorème d'équipartition , qui stipule que pour toute quantité de matière d'une substance à l'équilibre, l'énergie cinétique du mouvement des particules est uniformément répartie entre tous les degrés de liberté actifs dont disposent les particules. Étant donné que la température interne des molécules est généralement égale à leur température cinétique, cette distinction n'est généralement pertinente que dans le cadre de l'étude détaillée des phénomènes hors équilibre thermodynamique local (ETL), tels que la combustion , la sublimation des solides et la diffusion des gaz chauds dans un vide partiel.

L'énergie cinétique stockée à l'intérieur des molécules fait que les substances contiennent davantage d'énergie thermique à une température donnée et absorbent plus d'énergie interne pour une élévation de température donnée. En effet, toute énergie cinétique immobilisée dans les mouvements internes ne contribue pas, à un instant donné, aux mouvements de translation des molécules. Cette énergie cinétique supplémentaire augmente simplement la quantité d'énergie interne que la substance absorbe pour une élévation de température donnée. Cette propriété est appelée capacité thermique massique de la substance .

Différentes molécules absorbent des quantités différentes d'énergie interne pour chaque augmentation de température ; autrement dit, elles ont des capacités thermiques massiques différentes. Une capacité thermique massique élevée s'explique en partie par le fait que les molécules de certaines substances possèdent davantage de degrés de liberté internes que d'autres. Par exemple, le diazote (N₂) à température ambiante , qui est une molécule diatomique , possède cinq degrés de liberté actifs : trois degrés de liberté de translation et deux degrés de liberté de rotation internes. Sans surprise, conformément au théorème d'équipartition, le diazote a une capacité thermique massique par mole (pour un nombre donné de molécules) égale aux cinq tiers de celle des gaz monoatomiques. Un autre exemple est l'essence (voir tableau indiquant sa capacité thermique massique). L'essence peut absorber une grande quantité d'énergie thermique par mole pour une variation de température même modeste, car chaque molécule est composée en moyenne de 21 atomes et possède donc de nombreux degrés de liberté internes. Des molécules encore plus grandes et plus complexes peuvent posséder des dizaines de degrés de liberté internes.

La conduction thermique est la diffusion de l'énergie thermique des parties chaudes d'un système vers les parties froides. Un système peut être une entité unique et massive ou un ensemble de plusieurs entités massives distinctes. Le terme « massif » désigne ici une quantité statistiquement significative de particules (pouvant être microscopique). Lorsque l'énergie thermique se diffuse au sein d'un système isolé, les différences de température en son sein diminuent (et l'entropie augmente).

Un mécanisme particulier de conduction thermique se produit lorsque le mouvement de translation, mouvement particulaire à l'origine de la température, transfère de l'énergie cinétique d'une particule à l'autre lors de collisions. Dans les gaz, ces mouvements de translation sont de la nature illustrée ci-dessus ( Fig. 1 ). Comme on peut le constater dans cette animation, non seulement l'énergie cinétique (chaleur) se diffuse dans tout le volume du gaz par collisions successives, mais des molécules ou des atomes entiers peuvent se déplacer vers l'avant, emportant avec eux leur énergie cinétique. Par conséquent, les différences de température s'égalisent très rapidement dans les gaz, en particulier pour les atomes ou molécules légers ; la convection accélère encore ce processus.

Le mouvement de translation dans les solides se manifeste par la présence de phonons (voir Fig. 4 à droite). Les phonons sont des paquets d'ondes quantifiés et contraints qui se propagent à la vitesse du son dans la substance considérée. L'interaction des phonons au sein d'un solide détermine diverses propriétés de ce dernier, notamment sa conductivité thermique. Dans les solides électriquement isolants, la conduction thermique par phonons est généralement inefficace ; ces solides sont donc considérés comme des isolants thermiques (comme le verre, le plastique, le caoutchouc, la céramique et la roche). En effet, dans les solides, les atomes et les molécules sont liés entre eux et ne peuvent se déplacer librement.

Cependant, la conduction thermique des métaux ne se limite pas aux phonons. L'énergie thermique s'y propage extraordinairement vite car, au lieu de collisions directes entre molécules, la grande majorité de cette énergie est véhiculée par des électrons de conduction très légers et mobiles . C'est pourquoi il existe une corrélation quasi parfaite entre la conductivité thermique et la conductivité électrique des métaux . Les électrons de conduction confèrent aux métaux leur conductivité exceptionnelle car ils sont délocalisés (c'est-à-dire non liés à un atome spécifique) et se comportent comme une sorte de gaz quantique en raison des effets de l'énergie du point zéro (pour plus d'informations sur l'énergie du point zéro, voir la note 1 ci - dessous). De plus, les électrons sont relativement légers, leur masse au repos étant seulement 1/1836 de celle d'un proton . Comme l'a écrit Isaac Newton dans sa troisième loi du mouvement ,

Loi n°3 : Toutes les forces agissent par paires, et ces deux forces sont égales en magnitude et opposées en direction.

Cependant, à force égale, une balle accélère plus vite qu'un fusil. L'énergie cinétique étant proportionnelle au carré de la vitesse, la quasi-totalité de cette énergie est transférée à la balle et non au fusil, même si les deux subissent la même force due à l'expansion des gaz propulseurs. De même, l'énergie thermique, beaucoup moins massive, est facilement transportée par les électrons de conduction mobiles. De plus, étant donné leur délocalisation et leur grande vitesse, l'énergie cinétique thermique se propage extrêmement rapidement dans les métaux riches en électrons de conduction.

Le rayonnement thermique est un sous-produit des collisions dues aux différents mouvements de vibration des atomes. Ces collisions provoquent l'émission de photons thermiques ( rayonnement du corps noir ) par les électrons des atomes. Des photons sont émis dès qu'une charge électrique est accélérée (comme lors de la collision des nuages ​​électroniques de deux atomes). Même les molécules individuelles dont la température interne est supérieure au zéro absolu émettent un rayonnement du corps noir. Dans toute substance en grande quantité et à l'équilibre, les photons du corps noir sont émis sur une gamme de longueurs d'onde , formant un spectre en forme de cloche appelé courbe de Planck (voir graphique de la figure 5 à droite). Le sommet de la courbe de Planck ( longueur d'onde d'émittance maximale ) se situe dans une partie spécifique du spectre électromagnétique, en fonction de la température du corps noir. Les substances à des températures cryogéniques extrêmes émettent dans les grandes longueurs d'onde radio, tandis que les températures extrêmement élevées produisent des rayons gamma courts (voir le tableau des températures thermodynamiques ).

Le rayonnement du corps noir diffuse l'énergie thermique au sein d'une substance lorsque les photons sont absorbés par les atomes voisins, ce qui entraîne un transfert d'impulsion. Ces photons s'échappent également facilement de la substance et peuvent être absorbés par l'environnement ; une perte d'énergie cinétique se produit alors.

Comme l'établit la loi de Stefan-Boltzmann , l'intensité du rayonnement du corps noir augmente avec la puissance quatrième de la température absolue. Ainsi, un corps noir à 824 K (juste en dessous du rouge terne incandescent) émet 60 fois plus de rayonnement qu'à 296 K (température ambiante). C'est pourquoi on ressent si facilement la chaleur rayonnante des objets chauds à distance. À des températures plus élevées, comme celles d'une lampe à incandescence , le rayonnement du corps noir peut constituer le principal mécanisme d'échappement de l'énergie thermique d'un système.

Le tableau ci-dessous présente différents points de l'échelle thermodynamique, par ordre de température croissante.

L'énergie cinétique du mouvement des particules ne représente qu'une partie de l'énergie thermique totale d'une substance ; les transitions de phase , qui correspondent à l' énergie potentielle des liaisons moléculaires pouvant se former lors du refroidissement d'une substance (par exemple, lors de la condensation et de la solidification ), en sont une autre. L'énergie thermique nécessaire à une transition de phase est appelée chaleur latente . Ce phénomène est plus facile à comprendre en l'envisageant dans le sens inverse : la chaleur latente est l'énergie nécessaire pour rompre les liaisons chimiques (par exemple, lors de l'évaporation et de la fusion ). Presque tout le monde connaît les effets des transitions de phase ; par exemple, la vapeur à 100 °C peut provoquer des brûlures graves beaucoup plus rapidement que l'air à 100 °C d'un sèche-cheveux . Cela s'explique par la grande quantité de chaleur latente libérée lors de la condensation de la vapeur en eau liquide au contact de la peau.

Bien que de l'énergie thermique soit libérée ou absorbée lors des transitions de phase, les éléments chimiques purs , les composés et les alliages eutectiques ne présentent aucune variation de température pendant ces transitions (voir Fig. 7 , en bas à droite). Prenons l'exemple d'une transition de phase particulière : la fusion. Lors de la fusion d'un solide, les liaisons chimiques du réseau cristallin se rompent ; la substance passe d'un état plus ordonné à un état moins ordonné . Sur la Fig. 7 , la fusion de la glace est illustrée dans l'encadré en bas à gauche, du bleu au vert.

À un point thermodynamique précis, le point de fusion (qui est de 0 °C sur une large plage de pressions dans le cas de l'eau), tous les atomes ou molécules atteignent, en moyenne, le seuil d'énergie maximal que leurs liaisons chimiques peuvent supporter sans se rompre. Les liaisons chimiques sont des forces binaires : elles sont soit solides, soit rompues ; il n'y a pas d'état intermédiaire. Par conséquent, lorsqu'une substance est à son point de fusion, chaque joule d'énergie thermique ajoutée ne rompt les liaisons que d'une quantité spécifique de ses atomes ou molécules , les convertissant en un liquide à la même température ; aucune énergie cinétique n'est ajoutée au mouvement de translation (qui confère aux substances leur température). L'effet est comparable à celui du pop-corn : à une certaine température, l'énergie thermique supplémentaire ne peut pas chauffer davantage les grains tant que la transformation (l'éclatement) n'est pas complète. Si le processus est inversé (comme lors de la congélation d'un liquide), il faut retirer de l'énergie thermique à la substance.

Comme indiqué précédemment, l'énergie thermique nécessaire à une transition de phase est appelée chaleur latente . Dans les cas spécifiques de la fusion et de la solidification, elle est appelée enthalpie de fusion ou chaleur de fusion . Si les liaisons moléculaires d'un réseau cristallin sont fortes, la chaleur de fusion peut être relativement élevée, typiquement de l'ordre de 6 à 30 kJ par mole pour l'eau et la plupart des éléments métalliques . Si la substance est un gaz monoatomique (qui a peu tendance à former des liaisons moléculaires), la chaleur de fusion est plus modeste, comprise entre 0,021 et 2,3 kJ par mole . Relativement parlant, les transitions de phase peuvent être des événements très énergétiques. Pour faire fondre complètement de la glace à 0 °C en eau à 0 °C, il faut fournir environ 80 fois l'énergie thermique nécessaire pour augmenter la température de la même masse d'eau liquide d'un degré Celsius. Les rapports sont encore plus élevés pour les métaux, typiquement de l'ordre de 400 à 1200. La transition de phase de l'ébullition est beaucoup plus énergétique que la solidification. Par exemple, l'énergie nécessaire pour faire bouillir ou vaporiser complètement l'eau (ce que l'on appelle l'enthalpie de vaporisation ) est environ 540 fois supérieure à celle requise pour une augmentation de température d'un degré.

L'enthalpie de vaporisation élevée de l'eau explique pourquoi la peau peut brûler si rapidement lorsque la vapeur se condense à sa surface (passage du rouge au vert sur la figure 7 ci-dessus) ; les vapeurs d'eau (phase gazeuse) se liquéfient au contact de la peau en libérant une grande quantité d'énergie (enthalpie) dans l'environnement, y compris sur la peau, ce qui provoque des lésions cutanées. Inversement, c'est pourquoi la peau est fraîche au toucher lorsque l'eau liquide s'évapore (un processus qui se produit à une température humide inférieure à la température ambiante et qui dépend de l'humidité relative ) ; l'évaporation de l'eau absorbe une grande quantité d'énergie de l'environnement, y compris de la peau, ce qui abaisse la température cutanée. Cette enthalpie de vaporisation élevée de l'eau est également un facteur important expliquant pourquoi les couvertures solaires de piscine (des couvertures flottantes et isolantes qui recouvrent les piscines lorsqu'elles ne sont pas utilisées) sont si efficaces pour réduire les coûts de chauffage : elles empêchent l'évaporation. (Autrement dit, la récupération d'énergie à partir de l'eau lorsqu'elle s'évapore est limitée.) Par exemple, l'évaporation de seulement 20 mm d'eau d'une piscine de 1,29 m de profondeur refroidit son eau de 8,4 °C (15,1 °F).

L'énergie totale de tous les mouvements de translation et des particules internes, y compris celle des électrons de conduction, plus l'énergie potentielle des changements de phase, plus l'énergie du point zéro d'une substance constitue son énergie interne .

Lorsqu'une substance se refroidit, différentes formes d'énergie interne et leurs effets associés diminuent simultanément : la chaleur latente des transitions de phase possibles est libérée lors du passage d'un état moins ordonné à un état plus ordonné ; les mouvements de translation des atomes et des molécules diminuent (leur énergie cinétique, ou température, diminue) ; les mouvements internes des molécules diminuent (leur énergie interne, ou température, diminue) ; les électrons de conduction (si la substance est conductrice) se déplacent plus ; et la longueur d'onde d'émission maximale du rayonnement du corps noir augmente (l'énergie des photons diminue). Lorsque les particules d'une substance sont au plus près du repos complet et ne conservent que le mouvement quantique induit par l'énergie du point zéro (ZPE), la substance est à la température du zéro absolu ( = 0).

Alors que le zéro absolu correspond à la température thermodynamique nulle et au point où les particules constituant la matière présentent une agitation minimale, il ne s'agit pas nécessairement du point où l'énergie interne d'une substance est nulle ; la notion d' énergie interne doit être définie avec précision . Souvent, tous les changements de phase possibles d'une substance se sont produits lorsqu'elle atteint le zéro absolu. Cependant, ce n'est pas toujours le cas. Notamment, à T = 0, l'hélium reste liquide à pression ambiante ( Fig. 9 à droite) et doit être soumis à une pression d'au moins 25 bars (2,5 MPa ) pour cristalliser. Ceci s'explique par la très faible chaleur de fusion de l'hélium (l'énergie nécessaire pour faire fondre la glace d'hélium) (seulement 21 joules par mole), si bien que l'effet d'agitation dû à l'énergie du point zéro suffit à l'empêcher de se solidifier à des pressions plus basses.

Une autre difficulté réside dans le fait que de nombreux solides modifient leur structure cristalline pour adopter des arrangements plus compacts sous des pressions extrêmement élevées (jusqu'à des millions de bars, soit des centaines de gigapascals). On parle alors de transitions de phase solide-solide, au cours desquelles de la chaleur latente est libérée lors de la transformation du réseau cristallin en une structure plus compacte et thermodynamiquement plus favorable.

Les complexités décrites ci-dessus rendent les affirmations générales concernant l'énergie interne des substances à T = 0 plutôt difficiles à établir. Cependant, quelle que soit la pression, on peut affirmer qu'au zéro absolu, tous les solides possédant un réseau cristallin d'énergie minimale, tels que ceux à structure compacte (voir Fig. 8 , en haut à gauche), présentent une énergie interne minimale, ne conservant que celle due à l'énergie de point zéro omniprésente. On peut également dire que, pour une substance donnée à pression constante, le zéro absolu correspond au point d' enthalpie minimale (une mesure du potentiel de travail qui prend en compte l'énergie interne, la pression et le volume). Enfin, toutes les substances à T = 0 possèdent une énergie cinétique thermique nulle.

La température thermodynamique est utile non seulement aux scientifiques, mais aussi au grand public dans de nombreuses disciplines impliquant les gaz. En exprimant les variables en valeurs absolues et en appliquant la loi de Gay-Lussac sur la proportionnalité température/pression, la résolution de problèmes courants devient simple ; par exemple, calculer l’influence d’une variation de température sur la pression à l’intérieur d’un pneu automobile. Si la pression relative à froid du pneu est de 200 kPa , sa pression absolue est de 300 kPa. La température ambiante (appelée « froid » pour un pneu) est de 296 K. Si la température du pneu est supérieure de 20 °C (20 kelvins), le calcul est le suivant :316 K/296 K= 6,8 % de température thermodynamique et de pression absolue supérieures ; c’est-à-dire une pression absolue de 320 kPa, ce qui correspond à une pression relative de 220 kPa.

La température thermodynamique est étroitement liée à la loi des gaz parfaits et à ses conséquences. Elle est également liée au second principe de la thermodynamique. On peut démontrer que la température thermodynamique possède des propriétés particulières et, en particulier, qu'elle est définie de manière unique (à un facteur multiplicatif constant près) en considérant le _rendement des moteurs thermiques idéaux . Ainsi, le rapport T₂ / T₁ entre deux températures T₁ et T₂ est le même quelle que soit l' _{échelle absolue .}

À proprement parler, la température d'un système n'est bien définie que s'il est à l'équilibre thermique . D'un point de vue microscopique, un matériau est à l'équilibre thermique si les échanges de chaleur entre ses particules s'annulent. Il existe de nombreuses échelles de température possibles, déduites de diverses observations de phénomènes physiques.

En termes simples, les différences de température déterminent le sens du transfert de chaleur entre deux systèmes, de sorte que leur énergie combinée soit répartie au maximum entre leurs états les plus bas possibles. Cette répartition est appelée « entropie ». Pour mieux comprendre la relation entre température et entropie, considérons la relation entre chaleur, travail et température illustrée par le moteur thermique de Carnot . Ce moteur convertit la chaleur en travail en dirigeant un gradient de température entre une source de chaleur à haute température, T_{_H} , et un puits de chaleur à basse température, T_{_C} , à travers un piston rempli de gaz. Le travail effectué par cycle est égal, en valeur absolue, à la chaleur nette absorbée, qui est la somme de la chaleur q_{_H} absorbée par le moteur à partir de la source à haute température, plus la chaleur résiduelle q_{_C} < 0. Le rendement du moteur est le travail divisé par la chaleur fournie au système, où q_C est le travail effectué par cycle. Ainsi, le rendement dépend uniquement de | q_{_C} | / | q_{_H}| .

Le théorème de Carnot stipule que tous les moteurs réversibles fonctionnant entre les mêmes sources de chaleur ont le même rendement. Ainsi, tout moteur thermique réversible fonctionnant entre les températures T₁ et T₂ a nécessairement le même rendement, c'est _- à-dire que le rendement ne dépend que des températures _.

_{De plus, un moteur thermique} réversible fonctionnant entre deux sources thermiques aux températures T₁ et T₃ doit présenter le même rendement qu'un moteur composé de deux cycles : le premier entre _{T₁ et} une autre température intermédiaire T₂ , et le second entre _T₂ et T₃ _. Dans le cas contraire, de l'énergie (sous la forme de q ) serait gaspillée ou gagnée, ce qui entraînerait _{des rendements globaux différents à chaque fois qu'un cycle est divisé en sous-cycles. Il est clair qu'un cycle peut être composé d'} un nombre quelconque de sous-cycles, selon la conception du moteur, et tout moteur réversible fonctionnant entre les mêmes sources thermiques à _T₁ et T₃ _{doit présenter le même rendement} , quelle que soit sa conception.

Si l'on choisit des moteurs de telle sorte que le travail effectué par le moteur à un cycle et le moteur à deux cycles soit le même, alors le rendement de chaque moteur thermique s'écrit comme suit.

Ici, le moteur 1 est un moteur à un cycle, et les moteurs 2 et 3 constituent le moteur à deux cycles avec un réservoir intermédiaire à la _température T₂ . Nous avons également utilisé le fait que la chaleur traverse ce réservoir thermique intermédiaire sans perte d'énergie (c'est-à-dire qu'elle ne se dissipe pas lors de son passage ). Ce fait peut être démontré comme suit.

Pour que la dernière équation soit cohérente, la chaleur transférée du moteur 2 au réservoir intermédiaire doit être égale à la chaleur transférée du réservoir au moteur 3.

Avec cette compréhension de q ₁ , q ₂ et q ₃ , mathématiquement,

Mais puisque la première fonction n'est _pas une fonction de T₂ , le produit des deux dernières fonctions doit nécessairement exclure T₂ de la variable. La seule solution est donc de définir la fonction f comme suit : et ainsi de suite _.

Le rapport des chaleurs échangées est fonction des températures respectives auxquelles elles se produisent. On peut choisir n'importe quelle fonction monotone pour cette fonction ; , par commodité et par convention, on choisit . En choisissant ensuite une température de référence fixe (le point triple de l'eau), on établit l'échelle de température thermodynamique.

Cette définition coïncide avec celle de la dérivation du gaz parfait ; c'est également cette définition de la température thermodynamique qui nous permet de représenter l'efficacité de Carnot en termes de T_{_H} et T_{_C}, et donc de déduire que le cycle de Carnot (complet) est isentropique :

En réinjectant cette valeur dans notre première formule d'efficacité, on obtient une relation en fonction de la température :

Il est à noter que pour T_{_C} = 0, le rendement est de 100 % et qu'il devient supérieur à 100 % pour T_{_C} < 0 , ce qui est irréaliste. En soustrayant 1 du membre de droite de l'équation (4) et de sa partie centrale, on obtient :

La généralisation de cette équation est le théorème de Clausius , qui postule l'existence d'une fonction d'état (c'est-à-dire une fonction qui ne dépend que de l'état du système, et non de la manière dont il a atteint cet état), définie (à une constante additive près) par l' équation suivante, où l'indice « rev » indique un transfert de chaleur dans un processus réversible. Cette fonction est l' entropie du système, mentionnée précédemment, et sa variation le long de chaque cycle est nulle (comme il se doit pour toute fonction d'état). L'équation 5 peut être réarrangée pour obtenir une définition alternative de la température en termes d'entropie et de chaleur (afin d'éviter une boucle logique, il convient de définir d'abord l'entropie par la mécanique statistique).

Pour un système à volume constant (donc sans travail mécanique ) dans lequel l'entropie est une fonction de son énergie interne , et la température thermodynamique est donc donnée par de sorte que l'inverse de la température thermodynamique est le taux de variation de l'entropie par rapport à l'énergie interne à volume constant.

Guillaume Amontons (1663-1705) publia deux articles en 1702 et 1703 qui peuvent lui valoir d'être le premier chercheur à avoir déduit l'existence d'une échelle de température fondamentale (thermodynamique) comportant un zéro absolu. Il fit cette découverte en cherchant à améliorer les thermomètres à air alors en usage. Ses thermomètres à tube en J étaient constitués d'une colonne de mercure soutenue par une masse fixe d'air emprisonnée dans la partie sensible du thermomètre. En termes thermodynamiques, ses thermomètres reposaient sur la relation volume/température d'un gaz à pression constante. Ses mesures du point d'ébullition de l'eau et du point de fusion de la glace montrèrent que, quelle que soit la masse d'air emprisonnée dans ses thermomètres ou le poids du mercure supporté par l'air, la réduction du volume d'air au point de fusion était toujours proportionnelle. Cette observation le conduisit à postuler qu'une baisse de température suffisante réduirait le volume d'air à zéro. En réalité, ses calculs estimaient que le zéro absolu était équivalent à −240 °C, soit seulement 33,15 degrés de moins que la valeur réelle de −273,15 °C. La découverte par Amonton d'une relation biunivoque entre la température absolue et la pression absolue fut redécouverte un siècle plus tard et popularisée au sein de la communauté scientifique par Joseph Louis Gay-Lussac . Aujourd'hui, ce principe de thermodynamique est communément appelé loi de Gay-Lussac, mais aussi loi d'Amonton .

En 1742, Anders Celsius (1701-1744) créa une version « inversée » de l'échelle de température Celsius moderne. Dans l'échelle originale de Celsius, zéro représentait le point d'ébullition de l'eau et 100 le point de fusion de la glace. Dans son article « Observations de deux degrés persistants sur un thermomètre » , il relata ses expériences démontrant que le point de fusion de la glace était pratiquement insensible à la pression. Il détermina également avec une remarquable précision la variation du point d'ébullition de l'eau en fonction de la pression atmosphérique. Il proposa que le zéro de son échelle de température (le point d'ébullition de l'eau) soit calibré à la pression barométrique moyenne au niveau moyen de la mer.

Coïncidant avec le décès d'Anders Celsius en 1744, le botaniste Carl von Linné (1707-1778) inversa de fait l'échelle de Celsius après avoir reçu son premier thermomètre, dont l'échelle graduée indiquait que zéro représentait le point de fusion de la glace et 100 le point d'ébullition de l'eau. Ce thermomètre , conçu sur mesure pour ses serres, fut fabriqué par Daniel Ekström, alors principal fabricant suédois d'instruments scientifiques. Pendant les 204 années suivantes, les communautés scientifiques et thermométriques du monde entier désignèrent cette échelle sous le nom d' échelle centigrade . Les températures sur cette échelle étaient souvent exprimées en degrés ou, pour plus de précision, en degrés Celsius . Le symbole de température était °C (sous différentes formes au fil des ans). Le terme « centigrade » étant également le nom français d'une unité de mesure angulaire (un centième d'angle droit) et ayant une connotation similaire dans d'autres langues, l'expression « degré centésimal » était employée lorsque les organismes internationaux de normalisation, tels que le Bureau international des poids et mesures (BIPM) , exigeaient un langage très précis et sans ambiguïté . La 9e CGPM ( Conférence générale des poids et mesures) et le CIPM ( Comité international des poids et mesures) ont officiellement adopté (symbole : °C) en 1948.

Dans son ouvrage Pyrométrie (1777) , achevé quatre mois avant sa mort, Johann Heinrich Lambert (1728-1777), parfois erronément appelé Joseph Lambert, proposa une échelle de température absolue fondée sur la relation pression/température d'un volume fixe de gaz. Cette échelle diffère de la relation volume/température d'un gaz à pression constante découverte 75 ans plus tôt par Guillaume Amontons. Lambert affirmait que le zéro absolu correspondait au point où une simple extrapolation linéaire atteignait une pression de gaz nulle, soit −270 °C.

Malgré les travaux de Guillaume Amontons 85 ans plus tôt, on attribue souvent à Jacques Alexandre César Charles (1746-1823) la découverte (vers 1787), sans toutefois la publier, que le volume d'un gaz à pression constante est proportionnel à sa température absolue. La formule qu'il a _établie est V₁ / T₁ = _V₂ / _{T₂ .}

Joseph Louis Gay-Lussac (1778-1850) publia en 1802 des travaux (reconnaissant les notes de laboratoire inédites de Jacques Charles, parues quinze ans plus tôt) décrivant comment le volume d'un gaz à pression constante varie linéairement avec sa température absolue (thermodynamique). Ce comportement est appelé loi de Charles et fait partie des lois des gaz . Ses formules sont les premières connues à utiliser le nombre 273 pour le coefficient de dilatation du gaz par rapport au point de fusion de la glace (indiquant que le zéro absolu était équivalent à −273 °C).

William Thomson (1824-1907), également connu sous le nom de Lord Kelvin, évoquait dans son article de 1848 intitulé « Sur une échelle thermométrique absolue » la nécessité d'une échelle dont le zéro absolu (froid infini) serait le point zéro et qui utiliserait le degré Celsius comme unité de mesure. À l'instar de Gay-Lussac, Thomson calcula que le zéro absolu était équivalent à −273 °C sur les thermomètres à air de l'époque. Cette échelle absolue est aujourd'hui connue sous le nom d'échelle thermodynamique Kelvin. La valeur de −273 obtenue par Thomson était dérivée de 0,00366, le coefficient de dilatation thermique admis pour un gaz par degré Celsius par rapport au point de congélation. L'inverse de −0,00366, exprimé avec cinq chiffres significatifs, est −273,22 °C, une valeur remarquablement proche de la valeur réelle de −273,15 °C.

Dans son article, il proposait de définir la température à l'aide de moteurs thermiques idéalisés. Plus précisément, il proposait que, étant donné trois sources de chaleur à des températures données , si deux moteurs thermiques réversibles ( moteurs de Carnot ), l'un fonctionnant entre et l'autre entre , peuvent produire la même quantité de travail mécanique en laissant passer la même quantité de chaleur, alors on pourrait définir .

Il convient de noter que, comme Carnot, Kelvin a travaillé sous l'hypothèse que la chaleur se conserve (« la conversion de chaleur (ou de calorique) en effet mécanique est probablement impossible »), et que si de la chaleur entre dans le moteur thermique, alors de la chaleur doit en sortir.

Kelvin, réalisant après les expériences de Joule que la chaleur n'est pas une quantité conservée mais est convertible en travail mécanique, a modifié son échelle dans l'ouvrage de 1851 intitulé « An Account of Carnot's Theory of the Motive Power of Heat » . Dans cet ouvrage, il a défini comme suit :

Étant donné deux réservoirs de chaleur et un moteur thermique réversible fonctionnant entre eux, de sorte que si, au cours d'un cycle moteur, de la chaleur entre dans le moteur et de la chaleur sort du moteur, alors .

La définition ci-dessus fixe les rapports entre les températures absolues, mais elle ne définit pas d'échelle pour ces températures. Thomson proposa d'utiliser le degré Celsius, c'est-à-dire l'intervalle entre le point de congélation et le point d'ébullition de l'eau.

En 1859, Macquorn Rankine (1820-1872) proposa une échelle de température thermodynamique semblable à celle de William Thomson, mais utilisant le degré Fahrenheit comme unité de mesure, c'est-à-dire l'intervalle entre le point de congélation et le point d'ébullition de l'eau. Cette échelle absolue est aujourd'hui connue sous le nom d' échelle de température thermodynamique de Rankine .

Ludwig Boltzmann (1844-1906) a apporté des contributions majeures à la thermodynamique entre 1877 et 1884 grâce à sa compréhension du rôle de la cinétique des particules et du rayonnement du corps noir. Son nom est aujourd'hui associé à plusieurs formules utilisées en thermodynamique.

Des expériences de thermométrie des gaz soigneusement calibrées sur le point de fusion de la glace et le point d'ébullition de l'eau ont montré dans les années 1930 que le zéro absolu était équivalent à −273,15 °C.

La résolution 3 de la 9e Conférence générale des poids et mesures (CGPM) de 1948 a fixé le point triple de l'eau à 0,01 °C précisément. À cette époque, le point triple n'avait pas encore de définition formelle de sa valeur équivalente en kelvins, que la résolution déclarait « sera fixée ultérieurement ». Il en découle que si la valeur du zéro absolu mesurée dans les années 1930 était réellement de −273,15 °C, alors le point triple de l'eau (0,01 °C) était équivalent à 273,16 K. De plus, le Comité international des poids et mesures (CIPM) et la CGPM ont tous deux formellement adopté le nom Celsius pour le degré Celsius et l' échelle de température Celsius .

La résolution 3 de la 10e CGPM de 1954 a donné à l'échelle Kelvin sa définition moderne en choisissant le point triple de l'eau comme limite supérieure (le zéro absolu demeurant le point zéro) et en lui attribuant une température de 273,16 kelvins (soit 273,16 degrés Kelvin à l'époque). Cette résolution, combinée à la résolution 3 de la 9e CGPM, a eu pour effet de définir le zéro absolu comme étant précisément zéro kelvin et −273,15 °C.

La résolution 3 de la 13e CGPM de 1967/1968 a renommé l'unité d'incrément de température thermodynamique en kelvin (symbole K), remplaçant ainsi le degré absolu (symbole °K). De plus, jugeant utile de définir plus explicitement la valeur de l'incrément de l'unité, la 13e CGPM a également décidé dans la résolution 4 que « le kelvin, unité de température thermodynamique, est la fraction 1/273,16 de la température thermodynamique du point triple de l'eau ».

Le CIPM a affirmé en 2005 que, pour délimiter la température du point triple de l'eau, la définition de l'échelle de température thermodynamique Kelvin ferait référence à une eau ayant une composition isotopique définie comme étant précisément égale à la spécification nominale de l'eau océanique moyenne standard de Vienne .

En novembre 2018, la 26e Conférence générale des poids et mesures (CGPM) a modifié la définition du kelvin en fixant la constante de Boltzmann à1,380 649 × 10 ⁻²³ lorsqu'il est exprimé en J/K. Ce changement (et d'autres changements dans la définition des unités SI) est entré en vigueur le 20 mai 2019, à l'occasion du 144e anniversaire de la Convention du Mètre.