THERMODYNAMIQUE TECHNIQUE 1 GI NOTIONS FONDAMENTALES – PREMIER PRINCIPE – ETUDE THERMODYNAMIQUE DES GAZ PARFAITS – SECOND PRINCIPE – AGENTS THERMODYNAMIQUES – MACHINES THERMIQUES BUKASA BINENE 04/01/2018 2 THERMODYNAMIQUE TECHNIQUE I NOTIONS FONDAMENTALES PREMIER PRINCIPE ETUDE THERMODYNAMIQUE DES GAZ PARFAITS SECOND PRINCIPE AGENTS THREMODYNAMIQUES MACHINES THERMIQUES BUKASA BINENE 3 PENSEES ET PAROLES Quand une loi a reçu une confirmation suffisante de l’expérience, nous pouvons adopter deux attitudes, ou bien laisser cette loi dans la mêlée ; elle sera soumise alors à une incessante révision qui sans aucun doute finira par démontrer qu’elle n’est qu’approximative. Ou bien, on peut l’ériger en principe, en adoptant des conventions telles que la proposition soit certainement vraie. Henri POINCARE (1854-1912, mathématicien, physicien et philosophe français) LA THERMODYNAMIQUE EST UN SUJET CURIEUX . LA PREMIERE FOIS QU ’ON L’ABORDE, ON NE LE COMPREND PAS DU TOUT . LA DEUXIEME FOIS , ON PENSE QU ’ON LE COMPREND, SAUF L’UN OU L ’AUTRE POINT . LA TROISIEME FOIS, ON SAIT QU ’ON NE LE COMPREND PAS, MAIS A CE STADE , ON Y EST TELLEMENT HABITUE QU’ON NE S’EN PREOCCUPE PLUS. ARNOLD SOMMERFELD (1868-1951, PHYSICIEN ALLEMAND ) 4 CHAPITRE 1 : NOTIONS FONDAMENTALES 1. OBJET DE LA THERMODYNAMIQUE C’est une technologie, la machine à vapeur pour ne pas la citer, qui a donné naissance à la thermodynamique. En effet, vers 1769, JAMES WATT invente la machine à vapeur, cela conduit les hommes de science à étudier profondément les relations entre les phénomènes calorifiques et les phénomènes mécaniques. La thermodynamique a donc, à ses origines, pour objet l’étude des relations entre la mécanique et la chaleur, mais son domaine s’est fortement étendu, en effet, des phénomènes calorifiques interviennent dans tous les domaines de la physique. 5 - Dans les phénomènes électriques, il y a apparition de la chaleur. L’étude de l’incandescence et rayonnement fait l’objet d’une partie spéciale de la thermodynamique. Dans les réactions chimiques, il y a production ou absorption de chaleur, la thermochimie est une branche de la thermodynamique. Cette extension très vaste et débordant le sens étroit du mot, conduit à considérer la thermodynamique comme la science générale des échanges et des transformations énergétiques. Elle est aussi habituellement considérée comme une branche de la physique et de la chimie qui étudie le comportement thermique des corps et l’énergie de leurs transformations. La THERMODYNAMIQUE TECHNIQUE, qui fait l’objet de ce cours, est l’étude des conditions les plus avantageuses de transformation de l’énergie thermique en énergie mécanique et vice-versa dans les machines thermiques, les installations motrices thermiques et les installations frigorifiques. La transformation de l’énergie thermique en énergie mécanique se fait dans des moteurs thermiques à l’aide d’un fluide moteur dont le volume peut varier. Les fluides moteurs sont en général des gaz et des vapeurs, la thermodynamique technique doit donc étudier les propriétés des substances gazeuses. 2 PRINCIPES DE LA THERMODYNAMIQUE Un principe est une proposition inspirée par l’expérience, une vérité non discutée et admise tant que les conséquences qu’on peut en déduire restent en accord avec l’expérience. Le raisonnement en déduit un ensemble de propositions ou de lois, si toutes se vérifient expérimentalement, on doit conclure à l’exactitude des principes. Les principes de la thermodynamique permettent de prévoir les caractéristiques macroscopiques d’un système, ainsi que ses états d’équilibre. PRINCIPE ZERO ‘’Deux systèmes en équilibre thermique avec un troisième sont en équilibre thermique entre eux’’ PREMIER PRINCIPE C’est le principe de l’équivalence ou principe de la conservation de l’énergie également appelé « principe de l’état initial et de l’état final ». DEUXIEME PRINCIPE Appelé aussi principe de Carnot, il fait intervenir une grandeur d’état, l’entropie S, qui mesure le désordre du système à l’échelle moléculaire, c’est le principe de la dégradation de l’énergie. TROISIEME PRINCIPE 6 C’est le postulat de Nernst-Planck : l’entropie de tous les corps à la température 0°K est égale à 0, c’est un état qu’on ne peut atteindre qu’asymptotiquement. 3 TERMINOLOGIE Nous rencontrerons souvent des termes tels que : système, milieu extérieur, source de chaleur, transformation, etc. Nous en définissons quelques-uns. *UN SYSTEME est une région parfaitement délimitée de l’espace contenant une quantité de matière ; cette quantité de matière est séparée du reste du monde matériel par une enveloppe soit réelle, soit imaginaire, à travers laquelle on dit que le travail et la chaleur sont échangés avec le MILIEU EXTERIEUR. *Lorsqu’un système passe d’un état d’équilibre à un autre, on dit que ce système est le siège d’une TRANSFORMATION THERMODYNAMIQUE. *Un système est MECANIQUEMENT ISOLE si les transformations qui s’y produisent ne se traduisent par aucun travail extérieur. *Un système est THERMIQUEMENT ISOLE s’il ne peut échanger aucune quantité de chaleur avec le milieu extérieur. *Un système est COMPLETEMENT ISOLE s’il est isolé mécaniquement et thermiquement. *Un système subit une transformation ADIABATIQUE, lorsqu’ au cours de cette transformation il est thermiquement isolé du milieu extérieur. Au cours d’une telle transformation, le système peut échanger du travail avec le milieu extérieur. *Une transformation au cours de laquelle la température du système reste constante est appelée transformation ISOTHERME. *Une transformation au cours de laquelle la pression reste constante est appelée transformation ISOBARE. *Lorsqu’il y a échange de chaleur entre un milieu extérieur E et un système S (la capacité calorifique de E étant très grande par rapport à celle de S) et que cet échange de chaleur ne modifie pratiquement pas la température de E (qui du reste est uniforme), ce milieu extérieur E est appelé SOURCE DE CHALEUR. 7 *Le signe de l’échange de chaleur peut correspondre suivant les cas à un gain de chaleur ou à une perte de chaleur. *Lorsqu’au cours d’une transformation, un système est en contact avec une seule source de chaleur restant à une température constante, nous disons que la transformation est MONOTHERME. *Lorsque la transformation est monotherme et que la température en tous les points du système reste égale à celle de la source de chaleur, cette transformation est dite ISOTHERME. 4 VARIABLES D’ETAT La thermodynamique fait une étude globale de systèmes contenant un très grand nombre de « composantes » ; l’air chaud dans le cylindre d’une voiture, par exemple, contient environ 10 23 molécules, une description mécanique complète exige de connaître le développement dans le temps d’un nombre de variables (position et vitesse) égal à six fois ce nombre ! C’est ridicule et complètement inutile pour étudier le fonctionnement du moteur ; la température de cet air, sa pression et le volume qu’il occupe sont suffisants pour étudier son rôle dans le fonctionnement du moteur. La thermodynamique s’en tient donc à des variables mesurables. A chaque instant, un système est dans un certain état qui est défini par des valeurs numériques d’un certain nombre de variables indépendantes. On appelle donc variables ou paramètres d’état, les grandeurs physiques qui déterminent l’état d’un gaz. Les variables d’état les plus simples, qui sont accessibles à la mesure directe sont : la pression p, la température T ou t et le volume spécifique v. L’expérience nous apprend que ces trois variables ne sont pas indépendantes, l’état d’équilibre d’un système peut donc se définir par un de ces systèmes : (p,v) ; (v,t) ; (p,T), les caractéristiques étant reliées par une équation d’état : f(p,v,T)=0 telle que deux d’entre elles déterminent univoquement la troisième et suffisent donc à définir l’état. Si l’on veut décrire plus précisément le système, on peut lui associer d’autres variables, comme la densité, la capacité calorifique, la compressibilité ou encore le coefficient e dilatation. 8 a. LA PRESSION La pression absolue d’un gaz est le résultat des chocs des molécules extrêmement nombreuses qui constituent le gaz contre la paroi de l’enceinte. La force agissant sur l’unité de surface de l’enceinte est appelée pression p (ou pression spécifique). Dans le S.I. l’unité de pression est le Pascal « Pa », comme une pression de 1 Pa est très petite, on adopte comme unité pratique le « bar » : 1 bar = 10 N/cm2 = 106 dynes/cm2 = 105 Pa On utilise aussi assez fréquemment les unités suivantes : - atm (atmosphère) mmHg mCE (mètre colonne d’eau) kg/cm2 N/m2 et daN/cm2 Il nous arrivera d’utiliser le « système technique », il présente un avantage dans ce sens qu’il simplifie certains calculs (lors de la conversion des unités) et qu’il est souvent rattaché au système international. MKSA S.I. S.T. Masse kg kg kg Force kgf N daN (10N=1kgf) Longueur m m m Temps sec sec sec Pression kgf/cm2 bar daN/cm2 (1kgf/cm2) Travail kgm Joule daNm Signalons enfin qu’on trouve aussi assez souvent dans la littérature, l’unité de pression “atmosphère”, mais il est utile de savoir distinguer ce qu’on appelle atm physique et atm technique. 1 atm phys = 1,013 bar = 760 mmHg = 10,33 mCE 9 1 atm tech = 1daN/cm2 = 1 bar = 10 mCE = 1 kg/cm2 1 kgm = 1 daNm = 9,81 Joules = 9,81.107 ergs b. LA TEMPERATURE La température est une grandeur qui mesure le degré d’échauffement d’un corps. Pour mesurer pratiquement les températures, on utilise la propriété que possèdent les corps de modifier leur état quand leur degré d’échauffement varie. La température mesurée de cette façon est appelée température empirique et on la représente par t. L’échelle la plus rationnelle des températures, c’est-à-dire celle qui ne dépend pas des propriétés fortuites de tel ou tel corps, est celle proposée par Kelvin c’est l’échelle absolue. La température mesurée suivant cette échelle est représentée par T°K. La réalisation pratique de l’échelle absolue est l’échelle centigrade internationale, dans laquelle la température de fusion de la glace et la température d’ébullition de l’eau pure sous la pression atmosphérique normale représentent respectivement 0°C et 100°C. La température mesurée suivant cette échelle est représentée par t°C. Entre T°K et t°C existe la relation : T = 273,15 + t ≈ 273 + t Dans les formules où la température n’intervient que sous forme de différence, on pourra prendre indifféremment T ou t puisque: T 1 – T 2 = t 1 - t2 On définit une échelle centigrade de température par la relation linéaire suivante où v est le volume du liquide utilisé dans le thermomètre. 𝑣 = 𝑣0 (1 + αt) α = 1/273,15 (coefficient de dilatation) 𝑣 –𝑣0 = 𝑣0 αt α = 𝑣 – 𝑣0 / 𝑣0 t = 𝑣 − 𝑣0 = 𝑣0 . 𝒕=𝒗 𝒗−𝒗𝟎 𝟏𝟎𝟎 −𝒗𝟎 𝑣100 −𝑣0 𝑣0 .100 𝑣100 −𝑣0 𝑣0 .100 .𝑡 . 𝟏𝟎𝟎 Lorsque deux corps en contact ont la même température, ces deux corps sont en équilibre thermique. Au cours du changement d’état d’un corps pur, la température reste invariable quelles que soient les proportions des deux phases en présence. 10 c. LE VOLUME SPECIFIQUE Le volume spécifique est le volume de l’unité de masse d’une matière déterminée : 𝒗= 𝑽 𝑴 𝒎𝟑 [ 𝒌𝒈 ] L’inverse de la grandeur précédente est appelée masse spécifique : 𝟏 𝒗 = 𝑴 𝑽 𝒌𝒈 = ϒ [𝒎𝟑] Il existe d’autres paramètres d’état en dehors des variables que nous venons d’examiner, il s’agit notamment de l’entropie S, l’énergie interne U et de l’enthalpie H, ils sont fonctions de p, T et v. Ces variables seront étudiées plus loin. 5 PHENOMENES THERMODYNAMIQUES Rappelons que l’équation d’état f(v,p,T) = 0 caractérise un état d’équilibre d’un système. Autrement dit, elle exprime une situation dans laquelle les paramètres d’état sont constants en chaque point du système, et ont la même valeur que dans le milieu extérieur : l’égalité des pressions exprime l’équilibre mécanique, et l’égalité des températures exprime l’équilibre thermique. Un tel état d’équilibre du système ne peut être rompu que par suite d’une action mécanique ou thermique provenant du milieu extérieur. Quand l’état du système varie, la succession des états de ce système constitue une transformation thermodynamique. Quand un système évolue en fonction du temps, nous disons que la transformation qu’il subit est réversible lorsqu’à chaque instant de son évolution, l’état momentané du système peut être caractérisé par une équation d’état (donc considéré comme étant en équilibre). La transformation progressive du système peut alors être considérée à des infiniment petits près des variables, comme une succession continue d’états d’équilibre infiniment voisins (ceci implique que la transformation envisagée soit infiniment lente). Puisque l’état du système reste toujours infiniment voisin d’un état d’équilibre, l’écart des pressions (écart entre les forces motrices et les forces résistantes) qui produit la transformation reste faible et les énergies cinétiques restent négligeables. De même, les écarts de températures qui conditionnent les échanges de chaleur qui se produisent restent infiniment petits (et ces échanges de chaleur qui se produisent entre le système et le milieu extérieur sont infiniment lents). Lorsqu’il en est ainsi, il suffit d’une petite modification des facteurs qui déterminent le sens de l’évolution pour inverser le sens de la transformation en fonction du temps. 11 Les transformations ne pouvant satisfaire à toutes ces conditions sont des transformations irréversibles. Il n’existe pas des transformations réversibles dans la nature. La conception des transformations réversibles est une abstraction scientifique qui facilite la résolution des problèmes de thermodynamique technique. Lorsqu’un système initialement dans un certain état d’équilibre défini par les variables qui la caractérisent (p1, v1, T1) subit un certain nombre de transformations successives et lorsque, à la fin de ces transformations, il se trouve dans un état d’équilibre final identique à l’état initial, (même valeurs de p, v, et T donc p1, v1, T1) nous disons que le système décrit un cycle. 6 CHALEUR SPECIFIQUE -_ TRAVAIL 6.1. NOTION DE CHALEUR 12 6.2. CHALEUR SPECIFIQUE L’expression : ∆𝑸 = 𝒎 . 𝒄 . ∆𝒕 Représente par définition la quantité de chaleur échangée par un corps de masse m, avec les autres corps en contact avec lui. Le produit 𝑚. 𝑐 qui caractérise un corps donné est appelé : capacité calorifique. Ce n’est pas une chaleur mais une capacité ; il dépend de la structure microscopique du milieu et peut être grand comme dans le cas de l’eau ou faible comme dans les métaux. La capacité calorifique moyenne peut être alors calculée de la façon suivante : 𝒎. 𝒄 = 𝑸 𝒕𝟐 −𝒕𝟏 La capacité calorifique qui correspond à une variation infiniment petite de la température dt est appelée capacité calorifique réelle. 𝒎. 𝒄 = 𝒅𝑸 𝒅𝒕 13 La capacité calorifique rapportée à l’unité de quantité de substance est appelée chaleur spécifique. Dans une transformation déterminée, la chaleur spécifique est donc une variable qui dépend principalement de la température. Suivant l’unité de quantité de matière que l’on adopte, on distingue : - La chaleur spécifique massique : rapportée à 1kg [kcal/kg.deg] La chaleur spécifique volumique : rapportée à 1Nm3 [kcal/Nm3.deg] La chaleur spécifique molaire : rapportée à une mole de substance [kcal/mole.deg] Comme la quantité de chaleur dépend de la façon dont la transformation s’effectue, la chaleur spécifique dépend également des conditions dans lesquelles s’effectuent les échanges de chaleur entre le système et le milieu extérieur. Parmi les diverses chaleurs spécifiques qu’on peut rencontrer, la chaleur spécifique à volume constant cv et la chaleur spécifique à pression constante cp présentent un intérêt particulier. REMARQUE Un corps n’a pas une quantité de chaleur déterminée (contrairement à la température). Il perd ou gagne de la chaleur (ou quantité de chaleur) en fonction des corps avec lesquels il entre en contact et en fonction du type de transformation menée. La chaleur Q n’est donc pas une fonction ou grandeur d’état. 6.3. CHALEUR LATENTE ET CHALEUR DE COMBUSTION La relation ∆𝑸 = 𝒎 . 𝒄 . ∆𝒕 N’est cependant pas générale : en effet, on a vu qu’en plaçant un métal chaud dans un bain d’eau - glace, ce bain recevait une quantité de chaleur Q qui servait à faire fondre la glace et non à augmenter la température : Q ≠ 0 or ∆T = 0 ; la relation précédente est donc mise en défaut. En fait la chaleur reçue par la glace a servi à créer un changement de phase solide (glace) → liquide (eau) et non à augmenter la température de la glace : cette chaleur est appelée CHALEUR LATENTE. Cette chaleur est une chaleur que doit perdre ou gagner un 14 corps pour changer de phase (état physique) et non pour augmenter sa température. Un changement de phase s’effectue toujours à température constante et à pression constante. 𝑄𝐿 = 𝑀 x 𝐿𝑓 QUELQUES CHALEURS LATENTES DE FUSION Argent : 102.103 J/kg (24,36 kcal/kg) -- Fer : 270.103 J/kg (64,49 kcal/kg) -- Platine : 111.103 J/kg (26,56 kcal/kg) Glace : 352.103 J/kg (84 kcal/kg) 15 6.3 NOTION DE TRAVAIL Le travail est une autre forme d’énergie que la chaleur, c’est l’énergie qui intervient dès qu’il y a mouvement ou déformation d’un corps. Pour bouger un corps sur une distance L, admettons qu’il faille développer une force constante F. dans ce cas il faut dépenser une énergie : F L x x2 x1 𝑥2 𝑊𝑥1→𝑥2 = ∫ 𝐹𝑑𝑥 = 𝐹. 𝐿 = 𝑊12 suffisamment lent pour avoir la pression P𝑥1du gaz égale à la pression Pext, on démontre facilement que le travail reçu par le gaz u=au cours de la transformation 1 – 2 vaut 𝑉2 6.4. TRAVAIL DES FORCES DE PRESSION W12 = − ∫ 𝑃𝑑𝑉 [𝐽] 𝑉1 𝑣 2 𝐽 ou 𝒲 = − ∫ 𝑝𝑑𝑣 produit [ ⁄𝑘𝑔 ] des forces de pression 12 Nous aurons à évaluer fréquemment le travail mécanique par 𝑣1 qu’un fluide exerce sur les parois mobiles qui le séparent du milieu extérieur. La pression d’un gaz sera à l’origine du travail effectué par le gaz, ce qui aboutira au déplacement d’un piston (moteurs thermiques). La pression est donc à l’origine des énergies mécaniques qui seront développées dans les systèmes que l’on étudiera. Les gaz sont des systèmes dont le volume varie beaucoup en fonction des échanges de chaleur, ce sont des systèmes privilégiés en thermodynamique. 16 Considérons un gaz enfermé dans un cylindre sous un piston mobile (fig. 1) pouvant se déplacer sans frottement. Appliquons une pression Pext sur le piston, en admettant que le déplacement est suffisamment lent pour avoir la pression P du gaz égale à la pression Pext on démontre assez facilement (voir Fig. 1) que le travail (énergie) reçu par le gaz au cours de la transformation 1 – 2 vaut : V W12 = − ∫V 2 PdV 𝑒𝑛 [J] 1 𝑜𝑢 𝑣 𝒲12 = − ∫𝑣 2 𝑝𝑑𝑣 1 𝑒𝑛 [J/kg] Il faudra exprimer P en fonction du volume V du gaz (=volume du cylindre) pour le calcul de l’intégrale. De même que pour la chaleur, un corps ne possède pas un travail : il rejette une quantité de travail ou en absorbe, selon le type de contrainte qu’on lui soumet. On dit que le travail ne représente pas l’état d’un corps, on dit aussi que le travail n’est pas une grandeur d’état. Lors de la compression il est probable que le gaz s’échauffe (échauffement dû à l’apport de travail et non à l’apport de chaleur). Il faut souligner le fait que le gaz va recevoir ou rejeter du travail, de la même manière qu’il recevait ou rejetait de la chaleur. Un travail reçu par le système (gaz) est positif, un travail rejeté par le système est négatif. Ainsi, lors du déplacement de la position 1 à la position 2 : - W12 est > 0 si le volume du fluide diminue : on a une machine (gaz) qui reçoit du travail de l’extérieur (elle agit comme un frein pour l’extérieur), la transformation est résistante. W12 est < 0 si le volume du fluide augmente : on a une machine qui fournit du travail à l’extérieur (elle agit comme un moteur pour l’extérieur), la transformation est motrice. Le diagramme p(v) ou P(V) permet de trouver graphiquement le travail développé par le système, ce diagramme est appelé « DIAGRAMME DE CLAPEYRON » quand v ou V représente le volume du système (gaz) : on dit que le système est fermé ; il est appelé « DIAGRAMME DE WATT » quand v ou V représente le volume du cylindre : on dit que le système est ouvert (c’est le cas fréquent du gaz contenu dans un cylindre de moteur à combustion interne qui est admis dans le cylindre puis évacué grâce à des soupapes d’admission et d’échappement. 17 FIG. 1 18 Sur la figure 2, ce travail est représenté par la surface entièrement hachurée. p 2 d𝒲 1 p V2 dv V1 dx 𝑣2 𝒲12 = − ∫ 𝑝𝑑𝑣 𝑣1 FIG.2 V 19 CHAPITRE 2 : PREMIER PRINCIPE DE LA THERMODYNAMIQUE 1. ENONCE DU PREMIER PRINCIPE Une grande loi domine la mécanique, c’est la loi de la conservation de l’énergie. « L’énergie ne peut être ni créée ni détruite, elle peut seulement être transformée d’une forme en une autre ». Dans les phénomènes d’échange de chaleur entre plusieurs corps, la quantité de chaleur se conserve, quand ces échanges conduisent à l’équilibre thermique de ces corps. Certains phénomènes mettent en jeu à la fois des échanges de travail mécanique et des échanges de chaleur où ces deux grandeurs ne se conservent pas séparément mais apparaissent liées l’une à l’autre. Le premier principe de la thermodynamique peut donc s’énoncer de façon suivante : « Lorsqu’un système matériel parcourt un cycle de transformations au cours duquel il y a échange de chaleur et échange de travail avec le milieu extérieur (sans échange d’autres formes d’énergie), il existe un rapport constant entre les signes et les grandeurs des quantités de travail et de chaleur échangées. Ce rapport peut s’écrire : J = W Q et Q W = A Avec Q : quantité de chaleur transformée en travail W : Travail mécanique A : équivalent calorifique de l’énergie mécanique J : équivalent mécanique de la chaleur A = 1/J, et J = 427 kgm/kcal = 427 daNm/kcal en S.I. technique J = 4187 J/kcal en S.I. physique 2. L’EXPERIENCE DE JOULE L’expérience de Joule a fourni la première valeur précise de A. Le dispositif de Joule pour la détermination de l’équivalent calorifique du kgm A est représenté par la figure 3. Joule a eu l’idée de comparer l’apport de chaleur donnant une élévation de température ΔT à l’énergie mécanique dépensée pour obtenir ΔT. Chaleur et Travail (énergie mécanique) provoquent donc le même effet apparent (augmentation de la température ΔT), c’est pourquoi on considère que la chaleur est également une énergie qu’on appelle « énergie thermique ». Actuellement, dans le système international, on préfère donner à la chaleur Q la même unité que le travail. 20 P P h h FIG.3 On réalise 20 chutes des poids P = 15 kg d’une hauteur h = 2 m. L’élévation de la température du calorimètre est Δt = 0,56 °C, la capacité calorifique de l’ensemble du calorimètre est m.c = K = 5 kcal/°C Le travail de chute n’est pas intégralement transformé en chaleur dans le calorimètre, mais partiellement utilisé à augmenter l’énergie cinétique des masses et partiellement transformé en chaleur par frottement hors du calorimètre. On a constaté que cette quantité de travail cédée à l’extérieur au cours de l’expérience correspond au travail effectué par le poids de 0,12 kg ; d’où la relation : ℎ .20 (2𝑃 − 0,12). 𝐴 = 𝐾 . ∆𝑡 𝑲 . ∆𝒕 𝑨 = 𝒉 .𝟐𝟎 (𝟐𝑷−𝟎,𝟏𝟐) = 𝟓 . 𝟎,𝟓𝟔 𝟐 .𝟐𝟎 .(𝟐 .𝟏𝟓−𝟎,𝟏𝟐) = 𝟏 𝟒𝟐𝟔,𝟖𝟓 ≅ 𝟏 𝟒𝟐𝟕 𝒌𝒄𝒂𝒍/𝒌𝒈𝒎 L’unité kcal est de plus en plus remplacée par le J, unité de l’énergie. 21 3. ENERGIE INTERNE Nous avons vu qu’un gaz enfermé dans un cylindre sous un piston mobile pouvant se déplacer sans frottement peut produire un travail, il perd donc de l’énergie et pour en perdre, il doit en contenir. On appelle cette énergie qu’il contient « l’énergie interne » et on la note u, c’est l’énergie thermique totale que peut fournir un corps immobile (absence d’énergie cinétique macroscopique) sans qu’il ne se désagrège ou sans perdre de matière, c’est-à-dire ne perdant d’énergie que sous forme de chaleur. Si un corps perd toute son énergie interne, sa température tombe à 0°K. Pour un fluide (gaz ou liquide) l’énergie interne correspond à l’énergie cinétique moyenne des molécules qui le compose (en l’absence de mouvement d’ensemble). Intuitivement plus un gaz est comprimé ou plus sa température est élevée, plus il a d’énergie interne. Clairement, il y a deux façons de changer l’énergie interne du gaz, u. On peut le chauffer en lui fournissant une quantité de chaleur Δq, on peut le comprimer en faisant un travail Δ𝒲 sur lui. Dans les deux cas, le gaz est par la suite capable de faire un travail sur l’extérieur. On note conventionnellement la chaleur reçue comme positive, selon la même convention que le travail, donc le changement d’énergie interne du gaz ayant reçu chaleur et travail est : Δu = Δq + Δ𝒲 Cette équation nous dit que l’énergie interne augmente si de la chaleur est absorbée et diminue si le gaz fait un travail et vice-versa. On peut aussi énoncer le premier principe de la thermodynamique de la façon suivante : « le travail requis pour amener un système thermiquement isolé depuis un premier état initial jusqu’à un autre entièrement défini appelé état final, est indépendant de la source génératrice de travail et du chemin suivi ». Ce travail requis ne dépend donc que des états initial et final lors d’une transformation adiabatique et nous pouvons écrire : A∆𝒲 = uf − ui = ∆u u est appelé énergie interne du système, il comprend l’énergie cinétique et l’énergie potentielle u = uc + up Dans le cas d’un gaz parfait, up = 0 et u = f(T) seulement. L’égalité AΔ𝒲 = Δu n’est valable que pour une transformation adiabatique. Si la transformation n’est pas adiabatique, on dit qu’outre un travail, il absorbe une quantité de chaleur q ou encore qu’il rejette une quantité de chaleur –q d’où : Δq = Δu - AΔ𝒲 (1) 22 Pour un processus élémentaire, l’équation devient : dq = du - A d𝒲 (2) Pour une unité de masse : q1-2 = u2 – u1 - A𝒲1-2 (3) Or d𝒲 = - pdv, (2) devient : dq = du + Apdv 𝒗 q1-2 = u2 – u1 + A∫𝒗 𝟐 𝒑𝒅𝒗 et (3) 𝟏 Pour une transformation finie : dQ = dU + ApdV 𝑽 Q1-2 = U2 – U1 + A∫𝑽 𝟐 𝒑𝒅𝑽 𝟏 Cette équation constitue l’expression générale du premier principe de la thermodynamique. Cas d’une transformation isochore (à volume constant donc dv=0), l’expression 𝑣 q1-2 = u2 – u1 + A∫𝑣 2 𝑝𝑑𝑣 devient q1-2 = u2 – u1 1 Donc la chaleur cédée au système n’a d’autre effet que d’accroître l’énergie interne. Nous savons que : Q = mcΔt ou encore q = cΔt = cΔT, la transformation étant isochore, nous pouvons ajouter à c l’indice v (volume constant) q = cvΔT donc q1-2 = u2 – u1 = cv(T2 – T1) ou encore sous forme différentielle : du = cvdT et cv = du dT Comme la variation de l’énergie interne d’un gaz parfait ne dépend pas du caractère de la transformation et est déterminée seulement par la variation de température, l’expression cidessus s’applique à toutes les transformations thermodynamiques. De tout ce qui précède, on comprend que l’énergie interne qui caractérise un gaz est une mesure de l’état (énergétique) dans lequel il se trouve et comme, en plus, elle est fonction des variables d’état p, v et T, elle est elle-même variable d’état. 23 4. DIAGRAMME DE CLAPEYRON Le calcul de l’intégral ∫ 𝑝𝑑𝑣 figurant dans les différentes équations établies, ne peut se faire que si l’on connaît la façon dont la pression varie en fonction du volume spécifique, c’est-à-dire la relation ou la loi de la transformation p = f(v). On se sert souvent dans le raisonnement de la courbe représentant dans un diagramme p-v la transformation thermodynamique que subit le fluide dans la machine (fig.4). p 2 P2 1 v2 P1 v1 FIG.4 5. ENTHALPIE Considérons 1 kg d’un fluide moteur qui se trouve sous un piston dans un cylindre à la pression p (fig. 5). Pour équilibrer la pression p du gaz, il faut charger le piston avec une masse dont le poids G=p.S FIG. 5 G=p.S p l 24 Dans ce cas l’énergie totale E du système considéré (gaz et charge) est la somme de l’énergie interne du fluide moteur u et de l’énergie potentielle de la charge : E=u+G.l G.l=p.S.l=p.v E = u + Apv pv est appelé énergie potentielle de pression ou travail de pression. La grandeur u+Apv est appelée enthalpie du gaz, on la représente par la lettre h. h = u + Apv (exprimée en kcal/kg) L’enthalpie est une grandeur d’état, car u et pv prennent des valeurs bien déterminées pour chaque état du gaz ; h peut donc être employé comme variable d’état. En conséquence, une variation Δh ne dépend pas du chemin suivi par la transformation mais dépend seulement de l’état initial et de l’état final. Par ailleurs : 𝑑𝑞 = 𝑑𝑢 + 𝐴𝑝𝑑𝑣 𝑑(𝑝𝑣) = 𝑝. 𝑑𝑣 + 𝑣. 𝑑𝑝 𝑝. 𝑑𝑣 = 𝑑(𝑝𝑣) − 𝑣𝑑𝑝 𝑑𝑞 = 𝑑𝑢 + 𝐴𝑑(𝑝𝑣) − 𝐴𝑣𝑑𝑝 𝑑𝑞 = 𝑑(𝑢 + 𝐴𝑝𝑣) − 𝐴𝑣𝑑𝑝 ℎ = 𝑢 + 𝐴𝑝𝑣 d’où 𝒅𝒒 = 𝒅𝒉 − 𝑨𝒗𝒅𝒑 si la transformation est isobare, alors dp=0 et l’expression ci-dessus devient : 𝒅𝒒 = 𝒅𝒉 = 𝒄𝒑 𝒅𝑻 𝒆𝒕 𝒄𝒑 = 𝒅𝒉 𝒅𝑻 L’augmentation de l’enthalpie est donc égale à la quantité de chaleur reçue au cours d’un échauffement à pression constante. Pour une transformation finie nous pouvons écrire : 𝑄 = 𝐻2 - 𝐻1 = ∆𝐻 = ∫ 𝑐𝑝 𝑑𝑇 §§§§ 25 CHAPITRE 3 : ETUDE THERMODYNAMIQUE DES GAZ PARFAITS 1. ASPECT FONDAMENTAL Un gaz déterminé peut être considéré comme un gaz parfait ou idéal dans certaines conditions (par exemple à faible pression ou à haute température), tandis qu’il faut le considérer comme un gaz réel dans d’autres conditions (sous forte pression ou bien à basse température). Un gaz est dit parfait, si l’on peut négliger le volume de ses molécules et l’effet des forces d’interaction moléculaire ; il doit à cet effet respecter les lois de Boyle et Mariotte, Gay-Lussac et Joule. Les gaz réels diffèrent donc des gaz parfaits par les interactions entre les molécules. 1.1. LOI DE BOYLE et MARIOTTE A température constante et pour une masse gazeuse fixe, la pression et le volume sont inversement proportionnels : 𝑝1 𝑝2 = 𝑣2 𝑣1 à T = Cte d’où p1v1 = p2v2 le rapport pv est une Cte 1.2. LOI DE GAY-LUSSAC A 0°C un gaz occupe un volume v0, en le chauffant sous une pression p qu’on laisse constante, il va occuper à une température t °C un volume v tel que v = v0 (1 + αt) à p = C te 𝛼 = coefficient de dilatation cubique à pression constante Ce même gaz occupe un volume v et est à 0 °C à la pression p0. Le volume est laissé constant. On chauffe le gaz, sa pression devient p, et on vérifie que : 𝑝 = 𝑝0 (1 + 𝛽𝑡) à v = Ct β = coefficient d’accroissement de pression à volume constant. On constate que α et β sont sensiblement voisins et valent : 26 α=β= 1 273,15 ≈ 1 273 1.3. LOI DE JOULE L’énergie interne d’un gaz parfait ne dépend que de la température, elle est indépendante de la pression ou du volume de la masse de gaz envisagée. (Voir chap. 2 §3). 1.4. LOI D’AVOGADRO Des volumes égaux de gaz parfait, à même pression et température contiennent le même nombre de kilomole. 1.5. EQUATION D’ETAT La théorie et l’expérience montrent que les variables p, v et T concernant un milieu homogène ne sont pas indépendantes. A l’état d’équilibre, ces variables possèdent une propriété que l’on peut exprimer par l’égalité suivante : f(p,v,T) = 0 Pour déterminer la forme de cette fonction nous utiliserons les lois expérimentales de Boyle et Mariotte, de Gay-Lussac et de Joule. En supposant que la quantité de gaz soumise à l’expérience pèse 1kg : v désigne le volume spécifique (m 3/kg) v0 et p0 : volume et pression à 0 °C Considérons pour un système gazeux, un état S défini par les caractéristiques p, v et T et un état de référence S0 défini par p0, v0 et T0 p S (p, v, T) p S0(p0, v0, T0) S1(p0, v1, T) P0 FIG.6 0 v0 v v1 v 27 En faisant passer le gaz de l’état S0 à l’état S1 défini par p0, v1 et T, on peut écrire d’après GayLussac : 𝑣1 = 𝑣0 (1 + 𝛼𝑡) De S1 à S, la température est constante, nous pouvons écrire d’après la loi de Boyle et Mariotte : 𝑝𝑣 = 𝑝0 𝑣1 𝑝𝑣 = 𝑝0 𝑣0 (1 + 𝛼𝑡) D’où 1 = 𝑝0 𝑣0 α(𝛼 + 𝑡) Or 𝛼= Donc 𝑝𝑣 = = 1 273 𝑝0 𝑣0 (273 273 + t) 𝑝0 𝑣0 .𝑇 𝑇0 𝑝𝑣 𝑝0 𝑣0 = =𝑅 𝑇 𝑇0 pv = RT 2 3 R sera exprimé en kg/m x m /kg x 1/°K = kgm/kg °K = daNm/kg °K ou en J/kg °K Pour le calcul de R, il est cependant intéressant de se rapporter à une kilo mole : on convient de désigner µ kg d’une substance, µ étant son poids moléculaire, on doit écrire alors : µpv = µRT D’après la loi d’Avogadro (n = 6,028. 1026 molécules par kilo mole) et d’Ampère, des nombres égaux de molécules gazeuses occupent, dans les conditions identiques de pression et de température, des volumes égaux, quelle que soit la nature chimique du gaz. C’est ainsi qu’une kilo mole d’un gaz prise à la température de 0°C et sous la pression atmosphérique normale (760 mmHg ou 10332 kg/m2) rempli un volume de : µv0 = 22,414 Nm3/kmole Nous utiliserons le symbole « Nm3 » pour désigner l’unité de mesure (m3) d’un volume de gaz pris dans les conditions que l’on considère conventionnellement comme normales : 0°C et 1 atm 28 appelée atmosphère physique par opposition à l’atmosphère qui elle correspond à 735,5 mmHg ou à 1 kg/cm2. On obtient alors : µv0 = 22,414 Nm3/kmole µp0v0 = µRT0 𝜇𝑅 = = µ𝑝0 𝑣0 𝑇0 p0 = 10332 kg/cm2 22,414 𝑥 10332 273 T0 = 273 °K = 848,2836 μR = 8314 J/deg.kmole μR = 848 daNm/deg.kmole Un grand nombre de gaz satisfont d’une façon très approchée à ces équations, pour l’ensemble des états suffisamment éloignés de leurs points de liquéfaction et d’autant mieux que ces états sont plus éloignés (températures élevées, pression faible). Pour tous les gaz qui satisfont d’une façon suffisamment approchée à l’ensemble des lois rappelées ici, on peut donc écrire : pv = RT avec R = En S.I. physique, R = 8314 𝜇 848 𝜇 (daNm/deg.kg) (Joules/deg.kg) 1.6. RELATION DE ROBERT MAYER Selon le premier principe de la thermodynamique : dq = du + Apdv u = f(T) ∂q ∂u ∂v 𝑐p = (∂T) = (∂T) + A . p (∂T) p cv = ( cp − cv = ( p p ∂q ∂u ) = ( ) ∂T v ∂T v ∂u ∂v ∂u ∂v ) + A . p ( ) − ( ) = Ap ( ) ∂T p ∂T p ∂T v ∂T p ∂v Car u ne dépend que de T. Comme pv = RT donc (∂T) = 𝑐p − cv = A. p ( cp – cv = AR AR R p d’où : ∂v R ) = A. p. = A. R ∂T p p 29 𝑐p − cv = c Par ailleurs : cp = γ 848 µ427 = 1,985 2 =𝜇 µ donc µcp - µcv = 2 cp = γ cv v 𝛾𝑐𝑣 − 𝑐𝑣 = 𝐴𝑅 𝑐𝑝 − 𝑐𝑝 = 𝐴𝑅 𝛾 §§§§ 𝑐𝑣 = 𝐴𝑅 𝛾−1 𝑐𝑝 = 𝛾 𝐴𝑅 𝛾−1 30 2. ETUDE DES TRANSFORMATIONS DES SYSTEMES GAZEUX 2.1. TRANSFORMATION ISOTHERME La température reste constante pendant la transformation tandis que la pression et le volume varient, nous savons que : pv = RT Or T = Cte, R = Cte donc pv = Cte et p1v1 = p2v2 si le système évolue d’un état (1) à un état (2). Le travail indiqué 𝒲 in des forces de la pression pendant une compression isotherme de (1) à (2) est : 2 𝒲in = − ∫ pdv 1 Il est représenté dans le diagramme p-v par la surface comprise entre l’axe 0v, et la courbe (1,2) et les verticales des deux points. p 2 P2 𝒲in 1 P1 0 v2 v1 p= p1 v1 v2 v = p2 v2 v = v RT v dv 𝒲in = − RT ∫ = RT. ln(𝑣1 ⁄𝑣2 ) = RT[lnv1 − lnv2 ] v1 v FIG. 7 31 v1 v2 = RT ln = 2,3 RT log 𝑣 v1 v2 p2 Ou encore en remarquant que ; 𝑣1 = p1 2 𝒲in = 2,3 RT log p2 p1 Pour une compression de 1 à 2 on aurait : 𝒲in = −2,3 RT log p2 p1 = 2,3 RT log p1 p2 Remarquons que pour une transformation isotherme on a aussi (puisque p 1v1 = p2v2) 1 2 ∫ pdv = ∫ vdp 2 1 Cette dernière intégrale, représentée par la surface du diagramme comprise entre l’axe 0-p, la courbe (1,2) et les horizontales des points 1 et 2, constitue la valeur du travail moteur 𝒲m du gaz, dans une machine qui utiliserait cette détente isotherme. D’autre part, en vertu de la loi de Joule, l’énergie interne u d’un gaz ne se modifie pas dans une transformation isotherme. du = cvdT = 0 On aura donc : dq = du + Apdv = 0 + Apdv = Apdv v p p q1−2 = A ∫v 1 pdv = ART ln p1 = - ART ln p2 2 2 1 On obtient ainsi en grandeur et en signe, la quantité de chaleur que le gaz doit échanger au cours de la détente pour conserver une température constante, elle est égale et de signe contraire au travail. 2.2. TRANSFORMATION ISOCHORE Le volume spécifique reste constant, p et T varient et sont constamment reliées par la loi : pv = RT 32 p R = = Ct T T p1 T1 p2 = T2 et p1T2 = p2T1 Dans le diagramme p-v (fig. 8) la transformation isochore est représentée par une droite verticale. Comme dv = 0, le travail 𝒲in est nul. p p2 2 1 p1 FIG. 8 0 v v1 = v2 Toutefois on peut écrire : 2 𝒲m = ∫ vdp = v(p2 − p1 ) 1 p= 𝒲m = v [ RT v RT2 v − RT1 v 𝒲m = R(T2 − T1 ) ] 33 1.7. TRANSFORMATION ISOBARE La pression reste invariable au cours de la transformation, v et T se modifient mais restent constamment reliés par la loi : pv = RT v R = = Cte T p p 1 2 p1=p2 FIG. 9 0 v1 v2 v Dans le diagramme p-v (fig. 9), la transformation isobare est représentée par une droite horizontale. 2 𝒲in = − ∫1 pdv = −p(v2 − v1 ) or v1 = RT1 p et v2 = RT2 p 𝒲in = −R(T2 − T1 ) 34 Si T2 – T1 = 1 on trouve 𝒲n = R, ceci montre que R est en daNm et que c’est le travail de la pression relatif à la dilatation isobare de 1kg de gaz pour une élévation de température de 1 °C. 2.4. TRANSFORMATION ADIABATIQUE Le volume spécifique v, la température T et la pression p varient, mais la quantité de chaleur échangée avec le milieu extérieur est nulle. (dq = 0 ; q = 0). Nous pouvons écrire d’après le premier principe de la thermodynamique : dq = du + Apdv dq = dh − Avdp Mais nous savons que pour les gaz parfaits : du = cv dT et dh = cp dT On aura donc : dq = cv dT + Apdv = 0 soit cv dT = −Apdv (1) dq = cp dT − Avdp = 0 soit cp dT = Avdp (2) En divisant (2) par (1) nous obtenons : cp cp vdp vdp = − or = γ ; γ=− , cv pdv cv pdv Ou encore dp p + γ dv v γpdv + vdp = 0 =0 Après intégration nous trouvons : lnp2 – lnp1 +ϒ (lnv2 – lnv1) = 0 γ γ lnp2 + lnv2 = lnp1 + lnv1 γ γ lnp2 v2 = lnp1 v1 γ γ p2 v2 = p1 v1 (3) d′ où pv γ = Cte (équation de Poisson) Dans le diagramme p-v (fig. 10) la transformation adiabatique est représentée par une hyperbole équilatère de degré ϒ+1. 35 p 2 p2 1 p1 FIG. 10 0 v1 v2 D’après (3) nous pouvons écrire : p2 v1 γ = ( ) p1 v2 comme pv = RT alors T2 p2 v2 v1 γ v2 v1 γ−1 = = ( ) = ( ) T1 p1 v1 v2 v1 v2 1 γ−1 γ T2 p2 p2 − γ p2 ou = ( ) = ( ) T1 p1 p1 p1 γ−1 γ T2 v1 γ−1 p2 = ( ) = ( ) T1 v2 p1 Pour une détente adiabatique de 2 à 1 pour laquelle on a donc p2 > p1 (fig. 11) p 2 p2 FIG. 11 1 p1 𝒲in 0 v2 v1 v 36 p v1 γ ′ v1 γ = ( ) d où p = p1 ( ) p1 v v 1 γ 𝒲in = ∫ pdv avec p = p1 v1 . 2 v1 𝒲in = v dv v −γ+1 1 γ ∫ γ = p1 v1 . ] v −γ + 1 v γ p1 v1 2 v2 v2 = γ p1 v1 1 vγ γ v −(γ−1) p1 v1 −(γ−1) −(γ−1) . ] = [v − v1 ] γ−1 v γ−1 2 1 γ γ γ−1 p1 v1 1 1 p1 v1 1 v = [ γ−1 − γ−1 ] = . γ−1 [ 1γ−1 − 1] γ − 1 v2 γ − 1 v1 v1 v2 𝒲in = p1 v1 v1 γ−1 [( ) − 1] γ − 1 v2 1 v1 p2 γ = ( ) v2 p1 γ−1 γ p1 v1 p2 𝒲in = [( ) γ − 1 p1 = − 1] = p1 v1 T2 [ − 1] γ − 1 T1 RT1 T2 − T1 1 . = R(T2 − T1 ) γ−1 T1 γ−1 = p2 v2 − p1 v1 γ−1 En unité de chaleur nous écrivons : A𝒲in = AR (T − T1 ) γ−1 2 37 𝐀𝓦𝐢𝐧 = 𝐜𝐯 (𝐓𝟐 − 𝐓𝟏 ) Et pour le travail moteur nous aurons : 2 1 𝒲m = ∫ vdp = ∫ pdv + p2 v2 − p1 v1 1 = 2 p1 v1 v1 γ−1 p2 v2 [( ) − 1] + p1 v1 [ − 1] γ − 1 v2 p1 v1 = p1 v1 v1 γ−1 v1 γ v2 [( ) − 1] + p1 v1 [( ) − 1] γ − 1 v2 v2 v1 = p1 v1 v1 γ−1 v1 γ−1 [( ) − 1] + p1 v1 [( ) − 1] γ − 1 v2 v2 v1 γ−1 p1 v1 = [( ) − 1] [ + p1 v1 ] v2 γ−1 v1 γ−1 p1 v1 + γp1 v1 − p1 v1 = [( ) − 1] v2 γ−1 γ v1 γ−1 = p v [( ) − 1] = γ𝒲in γ − 1 1 1 v2 𝓦𝐦 = 𝛄𝓦𝐢𝐧 A𝒲m = γA𝒲in = γcv (T2 − T1 ) or cp = γcv 𝐀𝓦𝐦 = 𝐜𝐩 (𝐓𝟐 − 𝐓𝟏 ) Pour une compression adiabatique de 1 à 2, le travail 𝒲𝑖𝑛 se calcule alors comme cidessus et s’exprime par les mêmes formules mais devient négatif. 2.5. TRANSFORMATION POLYTROPIQUE On appelle transformation polytropique (du grec POLY-TROPOS : plusieurs chemins) une transformation qui satisfait à l’équation : pv m = Cte Il va de soi que le travail sera exprimé par les formules suivantes : 38 1 𝒲in = R(T2 − T1 ) m−1 m m (p v − p1 v1 ) 𝒲m = m𝒲in = R(T2 − T1 ) = m−1 m−1 2 2 Les relations polytropiques permettent d’étudier les phénomènes très divers qui se déroulent dans les machines thermiques. On peut montrer facilement que les transformations étudiées précédemment sont un cas particulier des transformations polytropiques. En effet : m=0 p = Cte et c = cp m=1 pv = Cte et T = Cte et c = ∞ m=ϒ pvᵞ = Cte et c = 0 m = ±∞ v = Cte et c = cv T=Cte, m=1 p v=Cte, m=∞ p=Cte, m=0 q=0, m=ϒ v FIG. 12 39 CHAPITRE 4 : LE SECOND PRINCIPE DE LA THERMODYNAMIQUE ET LA FONCTION ENTROPIE 1. CONDITIONS PHYSIQUES DE LA REALISATION DE LA REVERSIBILITE 1.1. RAPPEL L’idée de réversibilité a été introduite par Carnot dans la discussion des conditions à remplir pour qu’une machine à vapeur, seul moteur thermique connu de son temps puisse marcher à l’envers, prenant ainsi de la chaleur au condenseur pour en restituer à la chaudière. Cette propriété des transformations réversibles, de pouvoir être effectuées indifféremment dans les deux sens résulte du caractère fondamental suivant : A chaque instant l’état du système en évolution coïncide avec l’un de ses états d’équilibre possible. Expliquons ceci suivant sur l’exemple d’un gaz parfait contenu dans un cylindre suivant le schéma de la figure 13. A M A’ FIG. 13 40 Amenons le piston de A en A’ de façon qu’au cours de la compression la pression et la température du gaz soient constamment uniforme. Le gaz possède donc à chaque instant une pression et une température bien déterminées qui définissent un état d’équilibre. En fait, le gaz n’est pas en équilibre puisque par hypothèse, il se transforme, mais, à chaque instant, son état coïncide avec un des états d’équilibre qu’il peut avoir. On se trouve en présence du phénomène de la coïncidence instantanée familier en mécanique. Considérons un point matériel qui parcourt la courbe (C) (figure 14). v A’ M(X,Y,Z) FIG. 14 A A l’instant t il est en M et sa position coïncide avec le point fixe M de la courbe dont les coordonnées X, Y, Z définissent précisément la position. Pour le gaz de même le piston est en M, définissant le volume v, la pression p, la température T et les trois nombres p, v, T caractérisent un état d’équilibre possible du gaz ; il y a coïncidence instantanée entre l’état actuel et l’état d’équilibre, ce dernier étant défini par les trois nombres fixes p, v, T, le premier par les valeurs à l’instant t des fonctions p(t), v(t), T(t). Le point M étant arrivé en A’ peut revenir en A en passant en sens inverse par les mêmes positions qu’à l’aller. Il en est de même pour le gaz ; lorsque le piston passe en M en montant on peut obtenir que pression et température aient les mêmes valeurs qu’à l’aller. Soit alors M une position du piston, la pression au passage en M étant la même à l’aller et au retour pour un même déplacement dx, fait à partir de M en montant et en descendant, le travail échangé par le gaz avec le milieu extérieur est le même en valeur absolue, les quantités de chaleur échangées dans ces deux déplacements sont aussi égales et de signes contraires. Ainsi une transformation opérée sur un gaz de façon à respecter l’uniformité des paramètres d’états est réversible au sens de Carnot puisqu’elle peut s’effectuer dans les deux sens en passant exactement par les mêmes états intermédiaires. 41 1.2. COMPRESSION ISOTHERME La température doit rester constante ce qui exige que la chaleur produite au cours de la compression soit évacuée au fur et mesure de sa production ; or, les mouvements de chaleur à travers un gaz sont lents ; la compression doit donc se faire lentement. Et même alors, la réversibilité n’est pas réalisable, en effet pour que la chaleur se transmette, il faut un gradient de température, si bien que l’uniformité de la température n’est jamais obtenue de façon approchée. 1.3. COMPRESSION ADIABATIQUE Chaque élément de volume s’échauffe pour son propre compte et il n’y aurait pas de raison pour qu’il perde de la chaleur vers les éléments voisins si n’intervient pas l’action refroidissante des parois. Pour éviter ce flux de chaleur vers les parois on a intérêt à aller vite, et le plus vite est le mieux pour réaliser l’uniformité de la température. Or comme le gaz est en général aspiré par un orifice pour être introduit dans le cylindre de la machine, il se produit une chute de pression qui croît lorsque la vitesse de l’écoulement augmente, par ailleurs, lors de la compression, si le piston se déplace trop vite, on conçoit que la pression en son voisinage immédiat soit plus grande que dans la masse du gaz. Pour obtenir l’uniformité de la pression, il faut donc opérer lentement. Les conditions de la réversibilité la meilleure ne peuvent résulter que d’un compromis. 2. ENTROPIE – PRINCIPE DE CARNOT 2.1. ENTROPIE Plusieurs énoncés existent pour le deuxième principe, nous en donnons deux : « Une transformation dont le seul résultat final est de transformer en travail de la chaleur extraite d’une seule source dont la température reste fixe est impossible » (Lord Kelvin). « Une transformation dont le seul résultat final est de transférer de la chaleur d’un corps à une température vers un corps à une température plus élevée est impossible » (Clausius). Le premier principe est centré sur une fonction d’état u. Nous avons vu que, pour un état donné, un système possède une énergie interne bien déterminée. L’énergie interne est ainsi une grandeur attachée à l’état et dont la valeur est indépendante de la façon dont le système a été amené dans l’état considéré. Les grandeurs possédant cette propriété sont appelées « grandeurs d’état ». Il s’avère pratique de trouver une autre fonction d’état autour de 42 laquelle graviterait le deuxième principe. Cette variable (fonction) d’état, on la doit à Clausius qui l’a énoncée autour des années 1850. On l’appelle entropie et on la note S. Soit par exemple 1 kg d’eau dont la température T est uniforme. Fournissons à cette eau une quantité de chaleur dQ assez faible pour qu’il n’en résulte pas une variation appréciable de sa température, nous disons que l’eau a reçu du milieu extérieur une quantité d’entropie dS mesurée par le quotient dQ/T. Pour une transformation finie amenant la température de T0 à T1 nous pouvons écrire : T1 ∆S = ∫ T0 dQ T Pour un solide ou un liquide homogène, la quantité d’entropie échangée est facile à calculer, on a : dQ = m . c . dT T1 T1 T1 dQ m. c. dT cdT et ∆S = ∫ = ∫ = m∫ T T T T0 T0 T0 Les chaleurs spécifiques des solides et des liquides variant relativement peu avec la température, nous pouvons remplacer c par une valeur moyenne constante : T1 ∆S = m . c ∫ T0 dT T1 T1 = m . c . ln = 2,3 m c log T T0 T0 Ce qui donne numériquement pour 1 kg d’eau échauffée par exemple de 20°C à 30°C : ∆S = 2,3 .1 .1 . log 273 + 30 = 2,3 log 1,034 273 + 20 = 0,033396 kcal/degré Admettant que l’entropie est une grandeur d’état, nous écrirons pour 1 kg d’eau : 𝐓𝟏 𝐓𝟏 𝐝𝐪 𝐜 𝐝𝐓 ∆𝐬 = 𝐬𝟎 + ∫ = 𝐬𝟎 + ∫ 𝐓 𝐓 𝐓𝟎 𝐓𝟎 43 Nous définissons ainsi une fonction s de T, s0 est la valeur de l’entropie du corps à la température T0, comme pour l’énergie interne, nous ne définissons l’entropie qu’à une constante additive près. 2.2. PRINCIPE DE CARNOT Nous avons supposé jusqu’à présent que l’échauffement se produisait sous la simple action d’un apport de chaleur, mais il est aussi possible d’échauffer par frottement comme cela a lieu dans le calorimètre de Joule. La température augmente alors sans que le système reçoive de la chaleur, donc de l’entropie du milieu extérieur. Dans ces conditions nous devons : o Ou admettre que l’entropie n’a pas changé puisque le système n’en a pas reçu et abandonner l’idée que l’entropie est une grandeur d’état. o Ou maintenir cette idée ce qui nous met dans l’obligation d’admettre que, dans le calorimètre de Joule, il s’est formé de l’entropie et qu’il s’en est formé la quantité juste nécessaire pour que soit valable la formule : T cdT S = S0 + ∆S = S0 + m ∫T 1 o T , qui définit l’entropie en fonction de la température, unique paramètre d’état en l’occurrence. Dans l’exemple examiné ci-dessus d’un kg d’eau passant de 20°C à 30°C si nous échauffons en fournissant de la chaleur, l’eau reçoit du milieu extérieur une quantité d’entropie de 0,033396 kcal/degré, si nous échauffons par frottement, l’eau ne reçoit pas d’entropie mais au cours de l’opération il se forme ces mêmes 0,033396 kcal/degré d’entropie. En général, les deux phénomènes d’entropie échangée et d’entropie formée se superposent : par exemple dans l’expérience de Joule le calorimètre présente des fuites, à une entropie formée positive se superpose une entropie échangée négative, cette dernière pourrait être positive si l’on opérait dans un milieu ambiant à température supérieure à celle du calorimètre qui alors recevrait de la chaleur et de l’entropie. En toutes circonstances nous écrirons : T dQ ∆S = ΔSe + ∆Sf = ∫T 1 o T + ∆Sf Sf est l’entropie formée, Se correspond à l’échange de chaleur, sa valeur est donnée par l’intégrale T1 ∆Se = ∫ To dQ T 44 Où T est la température du système alors qu’il reçoit la quantité de chaleur dQ. Notre hypothèse que l’entropie est une grandeur d’état a pour conséquence qu’elle est une fonction de la température seule et ne dépend pas de la façon dont le système a été amené à sa température actuelle. Il résulte de là que, partant d’une même température T1, s’il y a plusieurs voies pour atteindre la température T2, ΔSe et ΔSf s’ajustent pour que leur somme soit la même le long de toutes ces voies ; on a en toutes circonstances : ∆Se + ∆Sf = ∆S = S2 − S1 S étant la fonction que défini la relation : T1 S = So + m ∫ To cdT T Revenons au calorimètre de Joule dont l’entropie s’est élevée de S1 à S2 par suite d’augmentation de sa température de T1 à T2 : pour ramener la température à T1, il faut évidemment enlever la quantité d’entropie ΔS = S2 – S1. Cette opération ne peut se faire qu’en enlevant de la chaleur. On ne peut pas, en effet, revenir à la température initiale T1 en soustrayant du travail au calorimètre par une opération inverse de celle qui l’a échauffée. Elle consisterait à le voir se refroidir du fait qu’il ferait remonter le poids P. Alors que l’entropie reçue ΔSe peut s’échanger dans les deux sens, pour ΔSf il faut prendre le mot “formée “ dans sa signification stricte. Il ne peut pas y avoir une formation négative qui serait une destruction. Algébriquement, nous exprimons ceci en disant que ΔSf est nécessairement positif ou éventuellement nul. Le second principe de la thermodynamique consiste à admettre que sont générales les constatations élémentaires que nous venons de faire sur des systèmes thermodynamiques simples. Nous admettons : 1. Qu’à tout système thermodynamique est attachée une grandeur d’état appelée son entropie. L’entropie dépend donc uniquement de l’état du 45 système et non de la façon dont il a été amené dans cet état ; elle est une fonction des paramètres d’état et d’eux seuls. 2. La variation que subit l’entropie dans une transformation est la somme de deux termes. L’un correspond à un échange d’entropie avec le milieu extérieur, il est positif ou négatif suivant que le système reçoit de l’entropie du milieu extérieur ou qu’il lui en fournit. On le calcule en faisant l’intégrale : 2 ∆Se = ∫ 1 dQ T Prise entre l’état initial (1) et l’état final (2) ; dQ est la quantité de chaleur reçue alors que la température est T ; chaleur reçue doit être entendue en grandeur et en signe. Le second terme ΔSf correspond à une formation d’entropie à l’intérieur même du système, il est toujours positif ou à la limite nul. L’entropie d’un système augmente donc : soit parce qu’il en reçoit de l’extérieur, soit parce qu’il s’en forme en son sein, soit par les deux causes simultanées. L’entropie d’un système ne peut diminuer que par perte d’entropie vers le milieu extérieur : il n’y a jamais destruction d’entropie à l’intérieur du système. Reprenons l’expression S2 − S1 = ∆S = ∆Se + ∆Sf , il y a comme nous l’avons déjà remarqué, entre les termes ΔSe et ΔSf une compensation analogue à celle que le premier principe établit entre travail et chaleur échangés, son effet est que l’entropie échangée et l’entropie formée s’ajustent pour que leur somme soit la même le long de tous les chemins allant de l’état (1) à l’état (2). Or il est facile de voir que pour tout chemin réversible ΔSf = 0. Dans une transformation réversible, il est en effet possible de revenir à l’état initial en passant exactement par les mêmes états intermédiaires d’où résulte que si à l’aller la quantité de chaleur reçue est dQ alors que la température est T, au retour, lorsque le système passe par le même état, sa température a la même valeur T, et la quantité de chaleur échangée est 2 dQ dQ’ = - dQ, les deux intégrales ∫1 T 1 dQ′ et ∫2 T sont donc formées d’éléments différentiels deux à deux opposés, elles ont par conséquent, des valeurs numériques opposées. On peut écrire : 46 [∆Se ]12 = − [∆Se ]12 La transformation inverse écoule dans le milieu extérieur une quantité d’entropie égale à celle qui avait été reçue lors de la transformation directe ; s’il s’était formé de l’entropie au cours de cette transformation directe, elle pourrait ne pas être évacuée au cours de la transformation de retour et on reviendrait à l’état initial avec une entropie plus grande qu’au départ ce qui est en contradiction avec l’hypothèse que l’entropie est une grandeur d’état. Indépendamment de son résultat dont nous allons voir l’importance, cette démonstration est un exemple caractéristique du raisonnement thermodynamique ; nous assujettissons les phénomènes à des règles très générales et en tirons des conséquences nécessaires, des mécanismes des phénomènes et les propriétés spécifiques des corps doivent se coordonner pour que ces conséquences soient vérifiées. 2.3. DIAGRAMME ENTROPIQUE T-S Considérons une transformation quelconque d’un système S d’un état (1) à un état (2). Toutes les caractéristiques et fonctions d’état varient : p1, v1, T1, u1, h1 et S1 deviennent p2, v2, T2, u2, h2 et S2. Si on admet qu’à chaque instant le système fluide est homogène et uniforme, on peut représenter la transformation par une courbe 1 – 2 du diagramme p – v (fig. 15). A cette courbe correspond dans un diagramme T – S (fig. 16) une ligne représentative de la même évolution : à chaque couple de valeurs (p,v), coordonnées d’un point du diagramme p – v correspond en effet un couple de valeurs (T,S) du diagramme T – S , car T et S sont fonctions de p et de v. 1 1 Dans le digramme p – v , les quantités 𝒲in = ∫2 pdv et 𝒲m = ∫2 vdp se représentent par des surfaces comprises respectivement entre les lignes : 47 p 2 p2 FIG. 15 é 1 p1 0 v2 v1 v 1 – 2, ov et les verticales des points 1 et 2 1 – 2, op et les horizontales des points 1 et 2. Le diagramme T – S présente une propriété analogue. La quantité de chaleur élémentaire fournie au système est : dq = TdS et la chaleur totale : 1 Q = ∫ TdS 2 On voit que la chaleur fournie est représentée par l’aire délimité par la courbe représentant la transformation, l’axe des entropies et les parallèles à de température menées par les points figurant les états extrêmes de la modification. T 2 T2 1 T1 FIG. 16 dS 0 S2 S1 S 48 Cette quantité de chaleur est positive (fournie par une source) si l’entropie va en croissant au cours de la transformation ; elle sera négative (cédée aux sources) dans le cas contraire (fig. 17a et 17b). T +Q T 2 2 -Q 1 1 +Q -Q 0 0 S2 S1 S S2 FIG. 17a dS = dQ T dS = S1 S FIG.17b dQ = TdS dQ = du + Apdv du + Apdv dh − Avdp = T T 1 1 Q = ∫ dQ = ∫ TdS = u2 − u1 + A ∫ pdv = h2 − h1 − A ∫ vdp 2 2.4. 2 ENTROPIE D’UN GAZ PARFAIT Le moyen le plus courant pour calculer les valeurs numériques des entropies est d’utiliser la propriété des transformations réversibles de ne pas former d’entropie, la relation fondamentale exprimant le deuxième principe se réduit alors à 49 S = S0 + ∆Se = S0 + ∫ dQ T S0 est l’entropie dans un état de référence, en principe arbitraire, l’intégrale est prise le long d’un chemin réversible (ℛ) quelconque, allant de l’état de référence à l’état courant. Elle est calculable lorsqu’on connaît les propriétés spécifiques des substances constituant le système et ces propriétés doivent se coordonner pour que sa valeur soit la même le long de tous les chemins réversibles. Pour le calcul de l’entropie des gaz, nous devons faire intervenir deux paramètres d’états, les plus commodes sont ici : Température et volume. Nous supposons donc 1 kg d’un gaz parfait dans l’état de référence A 0 (défini par T0, V0) et dont l’entropie est S0. L’état final est A (T, V, S). (fig. 17c). T a A T FIG. 17c AO TO VO b V V Quel que soit le chemin suivi, l’intégrale de la formule ∫ dQ T a la même valeur, nous avons donc droit de choisir le plus commode, adoptons A0 - a - A. La transformation (A0-a) est une élévation de température à volume constant. Pour l’échauffement ΔT la quantité de chaleur absorbée est dQ = dU + ApdV , mais dV=0 dQ = Cv dT + 0 = Cv dT T ∆S(A0−a) = ∫ T0 Cv dT T = Cv ln T T0 50 La transformation (a-A) est une augmentation du volume à la température constante T, en d’autres termes une détente isotherme, il y a donc absorption d’une quantité de chaleur T = Cte dU = 0 dQ = dU + ApdV = ApdV dQ = A p= RT dV]: T V V ∆Sa−A = ∫ V0 RT dS = V dQ dV = AR T V ARdV V = ARln V V0 En ajoutant les entropies reçues dans les deux phases successives de la transformation. D’où T V 0 0 ∆S = ∆SA0−a + ∆Sa−A = Cv ln T + ARln V S = S0 + Cv ln T S = S0 + ∫ T0 T V + ARln T0 V0 (1) Cv dT V + ARln T V0 (2) La formule (1) suppose que la chaleur spécifique Cv est pratiquement indépendante de la température, la formule (2) est générale, valable que Cv dépende ou non de façon appréciable de T. Le chemin A0-b-A donne le même résultat. L’entropie d’un gaz parfait s’exprime tout aussi simplement en variables température – pression. S = S0 + Cv ln pV = RT et p0V0 = RT0 pV p0 V0 = T V T0 V0 = T V + ARln T0 V0 T T0 p p0 T T T T p T0 S = S0 + Cv ln + ARln p = S0 + Cv ln + AR [ln − ln ] T0 T0 T0 p0 p0 51 = S0 + Cv ln T T p T p + ARln − ARln = S0 + (Cv + AR )ln − ARln T0 T0 p0 T0 p0 = S0 + (Cv + Cp − Cv )ln T Cp dT S = S0 + ∫T Ou 0 T T p T p − ARln = S0 + Cp ln − ARln T0 p0 T0 p0 p − ARln p (1) (2) 0 S s’exprime ici en fonction de la chaleur spécifique à pression constante, la première formule (1) la suppose constante, la seconde tient compte de ses variations éventuelles avec la température. REPRESENTATION SUR LE DIAGRAMME ENTROPIQUE (BELPAIRE) DES TRANSFORMATIONS DES SYSTEMES GAZEUX - Transformation isochore T2 ∆S = S2 − S1 = c ∫ T1 dT T2 = c ln T T1 Dans ce cas c = cv donc T2 T1 Il existe donc une relation logarithmique entre l’entropie et la température. ∆S = cv ln T p 2 2 T2 P2 p1 1 T1 FIG. 18 1 +Q v1 = v2 S1 S2 La figure 18 donne les graphiques d’une transformation isochore dans des systèmes de coordonnées p-v et T-S. - Transformation isobare S 52 T2 T1 Dans un diagramme T-S une transformation isobare par une courbe sera aussi représentée par une courbe logarithmique (fig. 19). La transformation isochore est représentée en pointillé sur le même diagramme. Comme cp est plus grand que cv, le coefficient angulaire de l’isobare est plus faible que celui de l’isochore. ∆S = cp ln T p 2 2 1 T2 p1=p2 +𝒲in T1 1 +Q 0 0 v1 v2 v S1 S2 FIG. 19 - Transformation isotherme dS = dQ T dQ = TdS Q1−2 = T(S2 − S1 ) = ARTln v2 v1 Dans un diagramme T – S, une isotherme est une droite parallèle à l’axe des abscisses. S 53 p T 1 p1 1 2 T1=T2 FIG.20 2 +Q p2 𝒲in v1 - v2 v S1 S2 S Transformation adiabatique La variation de l’entropie dans une transformation adiabatique est nulle, car d’après la définition même d’une transformation adiabatique dQ = 0 et dS = dQ/T = 0. Une transformation adiabatique se déroule donc à entropie constante. Dans un diagramme T-S, une adiabatique est une verticale. p 1 1 T1 p1 T2 2 p2 v1 2 v2 S1=S2 FIG. 21 S 54 3. LES TRANSFORMATIONS FERMEES ET LE CYCLE DE CARNOT 3.1. LES CYCLES FERMES Un gaz qui est enfermé dans un cylindre à piston peut effectuer un travail dans une transformation quelconque comportant une augmentation de volume (1-m-2). p m 1 2 FIG. 22 𝒲1 v1 v2 v Mais une telle transformation nécessite un mouvement continu et de sens unique du piston et la valeur 𝒲1 du travail est limitée par les dimensions réelles du cylindre et des autres organes de la machine ; nous devons donc répéter périodiquement le phénomène précédant de détente, c’està-dire ramener le gaz à l’état initial après sa détente. On peut obtenir ce résultat par une compression 2-n-1 qui exige que l’on fournisse au gaz un certain travail 𝒲2. (Voir figure 23). Si le travail de détente 𝒲1 est supérieur au travail de compression 𝒲2, l’ensemble des deux transformations nous donne un travail positif 𝒲o représenté sur la figure 24 par l’aire 1-m2-n-1 délimitée par la courbe formée représentant les deux transformations. Ainsi qu’on l’a déjà dit, une telle transformation fermée est appelée un cycle. 55 p Q1 T 1 m 1 Qo m 𝒲o 2 2 Q2 v1 n n v2 S1 v S2 S FIG. 24 Si l’on représente un cycle quelconque de ce genre dans le diagramme T-S (fig. 24), la détente du fluide moteur, qui est accompagnée par un apport de chaleur Q1 (transformation 1-m-2), est également accompagnée par une augmentation de l’entropie. On voit d’autre part que la transformation qui ramène le fluide moteur dans son état initial (transformation 2-n-1) est accompagnée d’une diminution d’entropie c’est-à-dire par la perte d’une quantité de chaleur Q2. Pour réaliser une transformation fermée (qui est le principe même des machines thermiques), il faut donc non seulement fournir une quantité de chaleur Q1 au fluide moteur, mais également lui enlever une certaine quantité de chaleur Q2. En d’autres mots, pour réaliser un cycle, il est nécessaire que le fluide reçoive de la chaleur provenant d’une source chaude (Q1) et qu’il cède de la chaleur à une source froide (Q2). Dans un cycle, l’état final et l’état initial du fluide moteur coïncident. La variation de l’énergie interne est donc nulle et nous pouvons écrire d’après le premier principe de la thermodynamique Q o = Q1 − Q 2 = A(𝒲1 − 𝒲2 ) = A𝒲o Le rapport de la quantité de chaleur Qo transformée en travail à la quantité totale de chaleur Q1 fournie au fluide moteur pendant un cycle est appelé rendement thermique. ηth = Qo Q1 − Q 2 = Q1 Q1 56 Comme un moteur thermique ne peut fonctionner sans céder de la chaleur à une source froide (Q2>0), le rendement est toujours inférieur à l’unité. 3.2. LE CYCLE DE CARNOT Le cycle de Carnot est celui de la machine dans laquelle les échanges de chaleur se font uniquement avec deux sources aux températures fixes T1 et T2. T T Q1 1 1 2 T1 T1/Q1 2 Qo=Q1-Q2 T2 4 3 3 4 Q2 T2/Q2 v S1=S4 S2=S3 S Fig. 25 Il comprend : deux transformations isothermes 1-2 et 3-4 au cours desquelles la chaleur est échangée avec chacune des deux sources et deux transformations amenant les fluides de l’une à l’autre des températures d’échanges (2-3 et 4-1) ; ces deux dernières transformations sont nécessairement adiabatiques puisque les fluides s’y trouvent constamment à des températures intermédiaires entre T1 et T2. Le long du segment 1-2, le fluide moteur reçoit de la source 1 la quantité de chaleur Q1 = T1 (S2 − S1 ) = aire 1 − 2 − S2 − S1 − 1 Il y a ensuite une détente adiabatique 2-3 sans échange de chaleur. La suite de la transformation, qui ramène le fluide moteur à l’état initial, se fait suivant l’isotherme 3-4 et consiste à céder une 57 quantité de chaleur Q2 à la source froide à une température T2 qui est constante et commune au fluide moteur et à la source froide. Q2 = T2 (S3 − S4 ) = T2 (S2 − S1 ) = aire 3 − 4 − S3 − S4 − 3 Au point 4, on sépare le fluide moteur de la source froide, et l’on continue à le comprimer suivant l’adiabatique 4-1. Le rendement thermique est déterminé de la façon suivante : ηth = Q1 − Q 2 T1 (S2 − S1 ) − T2 (S2 − S1 ) T1 − T2 = = Q1 T1 (S2 − S1 ) T1 Par ailleurs A𝒲m = Q1 − Q2 donc ηth = A𝒲m Q1 Nous pouvons conclure que le rendement thermique du cycle ne dépend que des températures T1 et T2 et augmente lorsque T1 est plus élevée et lorsque T2 est plus petite. Reprenons l’expression de 𝜂𝑡ℎ ηth = Q1 − Q 2 T1 − T2 = Q1 T1 Nous pouvons écrire : T1 Q1 − T1 Q2 = T1 Q1 − T2 Q1 T1 Q2 = T2 Q1 T1 Q2 T2 Q1 = T1 T2 T1 T2 Q1 Q 2 − =0 T1 T2 Le long de 1 − 2 et de 3 − 4 nous avons ∫ Nous pouvons donc écrire : ∫ dQ T dQ Q1 dQ Q2 = et ∫ = T1 T1 T2 T2 =0 Dans ces conditions le second principe de la thermodynamique se traduit par l’égalité 58 ∑ dQ =0 T La somme s’étendant à tout le cycle. Si la transformation réversible fait passer le système d’un état A à un état différent B, nous ne pouvons plus écrire ∑ poserons : ∑ dQ T dQ T = 0 , mais nous = ∆S Quand la transformation considérée est irréversible, le deuxième principe exprime que : ∑ dQ < ∆S T Cette expression constitue une forme mathématique du deuxième principe de la dégradation de l’énergie, il se traduit donc par une inégalité. &&&&&& &&& 59 CHAPITRE 5 : LES MACHINES THERMIQUES 1. COMPRESSEUR A PISTON 1.1. COMPRESSEUR THEORIQUE Pour obtenir des gaz comprimés, on emploie des machines que l’on appelle des compresseurs. D’après leur mode de fonctionnement et leur construction, on peut trouver les compresseurs à piston, les compresseurs centrifuges, les compresseurs axiaux, les compresseurs à jet de vapeur, … Les compresseurs à piston sont les plus répandus. Nous examinerons d’abord le cas théorique d’un compresseur sans espace mort et fournissant de l’air ou tout autre gaz considéré comme parfait. SR R A SA 3 2 p2 FIG. 26 1 p1 4 0 v2 v1 60 Le gaz est aspiré par la conduite A sous la pression p1 et ensuite refoulé dans la conduite R, où règne la pression p2. Dès que le piston commence sa course vers la droite, il se produit dans le cylindre une dépression qui provoque l’ouverture de la soupape d’aspiration SA. Le gaz est aspiré et remplit le cylindre au fur et à mesure du déplacement du piston ; c’est la phase d’aspiration qui s’effectue à la pression constante p1 et se termine quand le piston est arrivé à fond de course. Sur le diagramme (fig. 26) l’aspiration est représentée par l’horizontale 4-1. Au point final, le volume v1 est celui du poids de gaz admis en une course, volume mesuré à la pression p1 et à la température T1, régnant dans l’enceinte où le gaz est prélevé. Le piston commence ensuite sa course de retour ce qui provoque une légère surpression dans le cylindre, il s’ensuit la fermeture automatique de la soupape SA. Le fluide est comprimé suivant une certaine loi que nous étudierons ultérieurement et la phase de compression se traduit sur le diagramme par la courbe 1-2. A un moment donné, la pression dans le cylindre atteint et dépasse légèrement la pression p2 régnant dans la conduite de refoulement R. La soupape SR s’ouvre automatiquement et le piston refoule le gaz comprimé dans le réservoir. La phase de refoulement s’effectue ensuite à la pression constante p2, elle est traduite sur le diagramme p-v, par la droite 2-3. Pendant cette phase, la pression et la température du fluide restent invariables ; leurs valeurs sont celles qui avaient été atteinte au point 2, fin de la compression. Nous avons admis que le compresseur ne possédait pas d’espace mort, c’est-à-dire que le piston, lors de sa course retour, expulse tout le gaz contenu dans le cylindre. Par conséquent, lorsque le piston reprendra son mouvement vers la droite, il créera un vide derrière lui, ceci provoquera l’ouverture immédiate de la soupape SA et un nouveau cycle commencera. Le travail produit par le moteur du compresseur pour comprimer 1 kg de gaz, est représenté par l’aire délimitée par les lignes rouges et peut être calculé comme suit : 𝒲m = (aire 1 − 2 − v2 − v1 − 1) + (aire 2 − v2 − 0 − 3 − 2) − (aire 4 − 1 − v1 − 0 − 4) ou encore 2 𝒲m = p2 v2 + ∫ pdv − p1 v1 1 1.2. DIFFERENTS MODES DE COMPRESSION 1.2.1. La compression est isotherme ce qui sera réalisé en refroidissant énergiquement les parois du cylindre au moyen d’une enveloppe dans laquelle passe une quantité suffisante d’un fluide frigorifique (transformation 1-2bis) sur la fig. 27. On aura : 61 𝒲m = p1 v1 ln p1v1 = p2v2 p1 p2 2 Q1−2 = H2 − H1 − A ∫ vdp = A𝒲m 1 comme H1 = H2 p1=Cte donc 𝐐 = 𝐀𝓦𝐦 T 2bis p2=Cte p2 1 p1 2bis 1 v2 S v1 FIG. 28 FIG. 27 1.2.2. La compression est adiabatique et réversible, donc isentropique ce qui est réalisable si les parois du cylindre sont parfaitement imperméable à la chaleur (transformation 1-2 sur la fig. 29). 2bis p1 T 2 1 2 FIG. 29 2bis p2 1 v2 v1 S 62 On aura q=0 1 q = h2 − h1 + A ∫2 vdp = 0 Donc h2 − h1 = A𝒲m or h2 − h1 = cp dT = cp (T2 − T1 ) = A𝒲m La température T2 se lit directement sur le diagramme entropique T-S quand l’état 1 est fixé et la pression p2 donnée. Si on ne dispose pas d’un tel graphique, on utilise les relations des gaz parfaits : γ γ p1 v1 = p2 v2 T2 p2 =( ) T1 p1 γ−1 γ 1.2.3. En réalité, la compression ne peut être ni isotherme, ni adiabatique, la courbe réelle 1-2’ est comprise entre 1-2bis et 1-2. Généralement on admet que la compression s’effectue suivant la loi pvm = Ct dite, loi polytropique. Le coefficient m est compris entre 1 (isotherme) et 1,4 (isentropique ou adiabatique), il est d’autant plus faible que l’effet du refroidissement de la chemise d’eau est plus intense, m est voisin de 1,3 pour le compresseur d’air à piston. 2 T 2bis 2’ 2 p2 2’ 1 p1 2bis 1 v2 v1 s FIG. 30 1-2 : adiabatique On aura alors : 1-2’ : polytropique pv m = C te soit p1 v1m 1-2bis : isotherme = p2 v2m 63 m−1 m T2 p2 = ( ) T1 p1 𝒲m = m m (p v − p1 v1 ) R(T2 − T1 ) = m−1 m−1 2 2 La figure 30 montre que le travail correspondant à un cycle est minimal, si l’on adopte la compression isotherme. Le compresseur techniquement idéal est le compresseur isotherme. On se rapproche de cette condition en réalisant une compression étagée. 1.3. COMPRESSION ETAGEE Dans un compresseur à un seul étage, le coefficient de compression est limité par la température limite admissible de l’air. L’échauffement de l’air rend le graissage plus difficile. Lorsqu’on veut obtenir de l’air ou un gaz à haute pression, on emploie des compresseurs à plusieurs étages, avec refroidissement du gaz après chaque étage. En agissant ainsi, on se rapproche d’ailleurs davantage du fonctionnement isotherme, qui est comme on l’a vu, le fonctionnement le plus économique du compresseur. pi p4 5 4 2’ p4 4 T2 3 2 p1 2 5 pi T1 1 1 3 p1 Ech. S Cyl. 1 FIG. 31 Cyl2 64 Prenons le cas d’un compresseur bi-étagé figure 31, la compression s’effectue dans un premier cylindre suivant la courbe 1-2 répondant à la loi pvϒ=Ct, mais l’opération est arrêtée lorsque la pression a atteint une certaine valeur pi intermédiaire entre p1 et pfinal . La température est alors T2, l’air est refoulé à la pression pi et à la température T2 dans un échangeur refroidi par de l’eau et sa température est, théoriquement du moins, ramenée à la valeur initiale T1. L’air à la pression pi et à la température T3 = T1, est aspiré dans un deuxième cylindre. Au début de la nouvelle compression, l’état du fluide est figuré par le point qui se trouve sur l’isotherme 1-5 passant par le point 1.La compression s’effectue suivant la courbe 3-4 répondant encore à la loi pvϒ = Ct et le refoulement s’effectue à la pression p4 et à la température T4 = T2. On constate sur le diagramme p-v que le gain de travail réalisé avec la compression étagée est représenté par l’aire 2’ – 2 – 3 – 4 – 2’. On peut rechercher pour quelle valeur de la pression intermédiaire pi ce gain est net (maximal). Le travail du compresseur est égal à la somme des travaux consommés dans les deux cylindres. Pour le développement mathématique, nous prendrons le cas général pvm = Ct. m−1 m m pi 𝒲m = p1 v1 [( ) m−1 p1 m−1 = p1 v1 = p1 v1 m m−1 m m−1 [ [ pi m m−1 p1 m 1 m−1 p1 m m−1 m m p4 − 1] + pi v3 [( ) m−1 pi − 1] m−1 − 2+ m−1 p4 m m−1 pi m ] N. B. 1 − 5 ∶ isotherme m−1 −(m−1) m . pi m + p4m . pi − 2] Nous avons une équation en pi, nous pouvons déterminer son extremum, dans ce cas précis c’est le minimum qui nous intéresse. Il nous faut donc trouver une valeur de p i pour laquelle le travail dépensé 𝒯m est minimal. ∂𝒲m ∂pi = 0 nous donne la valeur de pi pour laquelle 𝒯m est minimal. m−1 m−1 m−1 (−1) ∂𝒲m m 1 m − 1 m−1 −1 − −1 m m m = p1 v1 [ m−1 . . pi + p4 . pi m ] = 0 ∂pi m−1 m p1 m 1 − 1 m−1 −2m+1 m m − p4 m pi m−1 pi p1 m =0 65 1 − m−1 pi p1 m 1 m = 1 2m−1 − + m pi m 2(m−1) m pi p2i = p1 p4 m−1 −2m+1 p 4 m pi m m−1 m = (p1 p4 ) m−1 m = (p1 p4 ) ou p4 pi = pi p1 pi = √p1 p4 Rappelons encore une fois que quand on veut obtenir une pression très élevée (10 daN/cm2) on emploie des compresseurs à piston à plusieurs étages. Cela tient à ce qu’on est obligé de refroidir l’air chaud. La compression réchauffe en effet fortement l’air, et cet air pourrait enflammer les vapeurs d’huile de graissage et faire éclater le compresseur ou des tuyautages d’air. De plus, on l’a d’ailleurs démontré, la thermodynamique montre qu’une compression en plusieurs étages est plus économique. 1.4. INFLUENCE DE L’ESPACE MORT En pratique il n’est pas possible d’expulser complètement le gaz comprimé. A la fin de la course il reste dans le cylindre un certain volume vm de fluide, à la pression d’émission. Ce volume est le volume mort qu’on peut évaluer en remplissant d’huile l’espace inutilisable de la machine étudiée. Si on appelle vc la cylindrée (soit le volume engendré par le piston en une course), on désigne par ℇ le rapport : ℇ= vm vc Le diagramme du compresseur est donné par la figure 32 66 3 2 P2 4 p1 1 FIG. 32 Va vm Vc En fin d’émission le fluide renfermé dans l’espace mort est à la pression p3 = p2 et occupe le volume Vm. Quand le piston commence sa course vers la droite, l’air comprimé dans l’espace mort se détend suivant la courbe 3-4. En 4, la pression est tombée à la valeur p1 de l’admission et la soupape peut s’ouvrir permettant l’entrée dans le cylindre d’une nouvelle charge d’air frais. Le travail dépensé est représenté par l’aire 1 – 2 – 3 – 4. Le volume occupé au point 4 se calcule facilement : 1 v4 v3 = p m (p3 ) 4 v4 v3 = 1 1 p m (p2 ) 1 p m v3 (p2 ) 1 v4 = mais v3 = vm 1 D’où v4 = p m vm (p2 ) 1 On appelle coefficient de remplissage λi le rapport λi = ℇ= va λi = vc vm vc va vc or va = vm + vc − v4 vm = ℇ. vc 1 va = λi . vc 1 p2 m v4 = vm ( ) p1 1 p2 m p2 m λi vc = ℇvc + vc − vm ( ) = ℇvc + vc + ℇvc ( ) p1 p1 67 1 1 p2 m p2 m λi = ℇ + 1 − ℇ ( ) = 1 − ℇ [( ) − 1] p1 p1 λi = 1 − ℇ [ p2 v1 m = ( ) p1 v2 v1 − 1] v2 Le coefficient de remplissage décroit lorsque ℇ augmente, c’est-à-dire avec l’importance p relative de l’espace mort et lorsque le rapport de compression p2 croît. 1 Pour une valeur donnée de ℇ, le coefficient de remplissage s’annule si 1 p2 m ℇ [( ) − 1] = 1 p1 1 p2 m 1 ( ) =1+ p1 ℇ p2 1 m = (1 + ) p1 ℇ Pour un tel rapport de compression, le compresseur cesse de débiter. 1.5. INFLUENCE DES PERTES DE CHARGE Les diagrammes d’indicateurs sont encore assez différents des diagrammes théoriques. Par suite de la résistance des ressorts chargeant les soupapes, des pertes de charge dans les conduites, etc. Les organes d’admission ne s’ouvrent que lorsque la pression dans le cylindre est légèrement inférieure à la pression d’admission p 1 et les organes de refoulement ne s’ouvrent que lorsque la pression dans le cylindre est légèrement supérieure à la pression de refoulement p2. La différence de pression nécessaire est de l’ordre de 2 à 5 % de la pression absolue correspondant et elle est d’autant plus importante que le compresseur est plus rapide. Le travail absorbé par les pertes de charge est représenté par les aires hachurées de la figure 33. 68 2 3 p2=p3 FIG. 33 p1=p4 1 4 va vm v vc vm Les pressions théoriques d’admission et de refoulement étant p1 et p2, on calculera les valeurs moyennes p1 − ∆p1 et p2 + ∆p2 des pressions réellement obtenues et le rapport de compression : p2 + ∆p2 p2 supérieur au rapport théorique p1 − ∆p1 p1 1.6. PARTICULARITES THERMODYNAMIQUES DES COMPRESSEURS A PISTON Un examen attentif des diagrammes relevés sur les machines en fonctionnement révèle que la compression 1-2 n’est nullement polytropique et qu’il n’existe donc pas de caractéristique m constante pour la transformation 1-2. En fait si l’on détermine en chaque point de la ligne 1-2 (fig. 34) la valeur momentanée de m, on constate que m diminue pendant la transformation de 1 à 2. Au début on a m>ϒ, la différence m – ϒ diminue et devient nulle en X où m=ϒ puis on a m˂ϒ. Donc au début de la compression le gaz subit une action calorifique provenant de la paroi intérieure du cylindre plus chaude que lui ; mais la température du gaz s’élève rapidement et bientôt le flux calorifique s’inverse, cette inversion du flux calorifique a lieu un peu avant le point X où, momentanément, la transformation est isentropique. 69 3 2 P2 Y X 4 p1 1 Va FIG. 34 vm Vc Pendant le refoulement isobare 2-3, la température ne reste pas constante, sous l’influence de l’enveloppe réfrigérante on arrive en 3 à T3˂T2 ; mais cette diminution est général petite. La détente 3-4 des gaz comprimés restés dans l’espace mort ne s’opère pas non plus de façon polytropique. La caractéristique m diminue également, au début on a m>ϒ, au point Y m=ϒ et enfin m˂ϒ. Au début le gaz se refroidit non seulement à cause de la détente mais aussi à cause des calories cédées à la paroi refroidie du cylindre ; mais la température du gaz s’abaisse en dessous de celle de la paroi ce qui provoque une inversion du flux calorifique, celle-ci a lieu peu après le point Y où, momentanément, la transformation est isentropique. A partir du point 4 s’opère le mélange du gaz comprimé détendu, de température T4, avec le gaz frais aspiré de température To, ce mélange aura une température T’1 qui est différente de T1 (température que le mélange aura au point 1) à cause aussi des effets des parois du cylindre sur le gaz (le plus souvent T1>T’1). Le travail moteur 𝒲m peut se calculer en recherchant séparément le travail 𝒯mc effectué sur le fluide pendant sa compression 1-2 et celui 𝒯md qu’effectue le fluide resté dans l’espace mort par sa détente 3-4. Pour 1 kg de gaz entrant dans la machine à l’état 1 et sortant à l’état 2, abstraction faite des pertes de l’espace mort, on a : 1 𝒲mc = ∫2 vdp Et pour 1 kg de gaz entrant dans la machine à l’état 3 et sortant à l’état 4 : 70 3 𝒲md = ∫ vdp 4 En effet, pour le calcul de 𝒲mc , la machine doit être considérée comme réceptrice, tandis que pour celui de 𝒲md , elle est motrice. Dès lors si G désigne le poids de gaz débité par cycle et Gm le poids de gaz restant dans l’espace mort, nous aurons, 𝒲m étant le travail moteur total pour 1 kg de gaz débité : G𝒲m = 𝒲mc (G + Gm ) − 𝒲md . Gm 𝒲m = 𝒲mc (1 + = 𝒲mc + Le rapport Gm G Gm Gm ) − 𝒲md G G Gm (𝒲mc − 𝒲md ) G peut être calculé en fonction des caractéristiques de la machine, en effet : ℇ= vm va Vm Va et λi = ou encore ℇ = et λi = vc vc Vc Vc Gm = Vm Vc = ℇ v3 v3 G= Va λi Vc = v1 v1 Gm ℇ. Vc . v1 ℇ. v1 = = G v3 . λi . Vc λi . v3 D’autre part, on a V3 ˂V2 et V4 ˂V1 mais les différences entre les volumes spécifiques sont tellement petites qu’on peut écrire en première approximation : v1 = v4 et v2 = v3 d′ où et 𝒲m = 𝒯𝒲mc + Gm ℇ. v1 = G λi . v2 ℇ. v1 (𝒲mc − 𝒲md ) λi . v2 71 Si, dès lors, Gh est le poids horaire débité par le compresseur, la puissance indiquée, ou théorique (Ni ou Nth) devient : Ni = Gh . 𝒲m 3600.75 [CV] Ni = Ni [CV] 1,35 [kW] Ni = Gh . 𝒲m 3600 .102 [kW] Mais cette puissance peut encore s’exprimer en fonction de la surface S du piston, de sa course C, du nombre de tours par minute n et de la pression moyenne indiquée dans le cylindre pi. On appelle ainsi la pression représentée par la hauteur d’un rectangle ayant la même surface que le diagramme d’indicateur et la même base (figure 35). p 2 3 pi FIG. 35 1 4 v3 v1 V1 − V3 = S . C Ni ou Nth = S. C. pi . n 60 .75 on obtient alors [CV] ou encore Ni = S. C. pi . n [kW] 60 .102 72 Et pour une machine à double effet la puissance est multipliée par 2. Si l’on tient compte d’autres parts de l’expression de Gh écrite pour un compresseur à simple effet : Gh = G . n .60 = Ni = Va Vc . λi S . C . λi . n .60 = . n .60 = . n .60 v1 v1 v1 Gh . 𝒲m S . C . pi . n 𝒲m . S. C. λi . n. 60 = = 3600 .75 60 .75 3600 .75 . v1 S. C. pi . n 𝒲m . S. C. λi . n. 60 = 60 .75 3600 .75. v1 d′ où pi = 𝒲m . λi kg [ ⁄cm2 ] v1 Et pour un compresseur à double effet (les deux faces du piston étant supposées présenter la même surface S) : Gh = Ni = S. C. λi . n. 120 v1 𝒲m . S. C. λi . n. 120 𝒲m . S. C. λi . n S . C . n . pi = = 3600 .75. v1 30 .75 . v1 30 .75 [CV] Par ailleurs, si 𝜂𝑚 est le rendement mécanique, on obtient pour le travail 𝒯 à effectuer sur la machine à son point de connexion avec le système qui l’actionne : 𝒲= Et pour la puissance effective Neff : Neff = 𝒲m ηm Ni ηm ou Neff = Nth ηm Lors de l’élaboration du projet d’un compresseur à piston, il est indispensable d’avoir recours à la notion de rendement volumétrique qui intervient dans le calcul des dimensions S et C des cylindres. Par ce concept on compare en effet le volume d’air pris dans l’ambiance et réellement aspiré lors d’un déplacement du piston au volume V c de la cylindrée. En conséquence, le rendement volumétrique 𝜌 peut s’exprimer en rapportant le volume aspiré par heure au volume engendré par le déplacement du piston pendant le même temps : 73 ρ= Gh . Vo S. C. λi . n. 60. Vo Vo = = λi n. S. C. 60 v1 . n. S. C. 60 v1 Remarquons que le rendement volumétrique d’un compresseur à piston est d’autant meilleur que l’espace mort est plus petite que le rapport de compression de la machine est plus faible, que le cylindre est mieux refroidi, que la soupape d’admission est plus large et que la vitesse de déplacement du piston est plus modéré. 2. MACHINES MOTRICES A COMBUSTION INTERNE Faisons remarquer que nous ne nous étendrons pas beaucoup sur la description et les particularités constructives des différentes machines, cela relevant plutôt du cours de description et construction des machines. Les moteurs thermiques diffèrent les unes des autres par les propriétés des fluides moteurs qu’ils emploient, par la façon dont on produit l’énergie mécanique et par la forme des transformations thermodynamiques constituant les cycles de ces moteurs. L’appellation “moteur à combustion interne “ vient du fait que la production de la chaleur ainsi que sa transformation en travail mécanique se font dans un même organe. Du point de vue thermodynamique, un moteur à combustion interne de même que tout autre moteur thermique devrait fonctionner suivant le cycle de Carnot, puisque ce cycle possède le rendement thermique le plus élevé. Mais à cause des contraintes constructives, on n’a pas pu réaliser un moteur dans lequel le fluide moteur recevrait et céderait sa chaleur en transformation isothermique. Avec des températures t1=1800 °C et t2=15 °C que l’on rencontre dans les moteurs actuels, un cycle de Carnot correspondrait à une pression maximale de l’ordre de 3000 daN/cm2 et à des dimensions de moteur fantastiques. Dans les moteurs réels la pression atteint 40 à 50 daN/cm2. Il est pratiquement plus commode de fournir la chaleur au fluide moteur suivant une isochore ou une isobare ; c’est pourquoi il existe deux cycles : - Le cycle à apport de chaleur à volume constant ; Le cycle à apport de chaleur à pression constante. Nous pouvons aussi citer le cycle où l’apport de chaleur est mixte (isochore en partie et isobare). Dans l’étude thermodynamique des cycles des moteurs à combustion interne, il est convenu que 74 l’on remplace les phénomènes réels irréversibles qui se produisent dans le cylindre par des transformations réversibles. On admet en outre que le fluide moteur est un gaz parfait, et que la série des transformations effectuées dans le moteur constitue un cycle fermé. En réalité, dans les moteurs le fluide moteur ne revient pas chaque fois dans un état initial, il est rejeté hors du cylindre (échappement) et remplacé par du fluide frais (aspiration). Malgré toutes ces simplifications, l’étude des cycles théoriques des moteurs revêt d’une grande importance dans la recherche des conditions optimales de transformation d’énergie thermique et dans la détermination des facteurs dont dépend la valeur économique des moteurs. Signalons aussi que d’après le procédé de réalisation du cycle moteur, on distingue les moteurs à quatre temps et des moteurs à deux temps. Dans les moteurs à quatre temps, le cycle complet est réalisé en quatre courses du piston, c’est-à-dire en deux tours de l’arbre moteur, il est constitué par l’ensemble des phénomènes suivants : la préparation de l’air et du combustible, la combustion, la détente des produits de combustion et l’évacuation des gaz épuisés. Si nous voulons être un peu plus précis nous pouvons classer les quatre temps comme suit : Premier temps Deuxième temps Troisième temps Quatrième temps : aspiration : compression : course motrice (combustion et détente) : échappement Dans les moteurs à deux temps le cycle est réalisé en deux courses du piston, c’est-à-dire en un seul tour de l’arbre moteur. Dans ce cas, on supprime les temps d’aspiration et de refoulement (échappement). Les gaz brûlés sont refoulés par une injection d’air, cet air constitue l’air de balayage, il est fournit par une soufflante de balayage ; une pompe spéciale introduit également à ce moment le combustible gazeux dans le cylindre. On a donc : Une course préparatoire : échappement partiel des gaz épuisés, balayage et compression Une course motrice : combustion, détente et début d’échappement. 75 2.1. LES MOTEURS A COMBUSTION INTERNE SOUS VOLUME CONSTANT Le cycle avec apport de chaleur à volume constant est le prototype des cycles moteurs à allumage extérieur (l’allumage est provoqué par une étincelle électrique) : moteur d’automobile, d’avion, etc. p T 3 v1=const 3 2 q1 4 4 2 q2 1 v2=const. 1 v s FIG. 36 Ce cycle comprend deux adiabatiques et deux isochores, l’adiabatique 1-2 correspond à la compression du mélange combustible, l’isochore 2-3 correspond à la combustion du mélange (apport de la chaleur q1 jusqu’à p3. Ensuite les produits d la combustion se détendent adiabatiquement (courbe 3-4). Dans la transformation isochore 4-1, on enlève au gaz la quantité de chaleur q2 (source froide). Ce cycle est appelé parfois cycle de Beau de Rochas et se caractérise par la compression préalable à la combustion sous volume constant. Otto construit en 1877 le premier moteur fonctionnant suivant ces principes. Afin d’étudier ce cycle, considérons les diagrammes équivalents p-v et T-S (fig. 37). Le cycle étant supposé fermé, la variation d’énergie interne est nulle et nous pouvons écrire : 76 q1 − q 2 = A𝒲m p T 3 3 2 4 4 2 𝒯o 1 1 v s FIG. 37 q1 = cv (T3 − T2 ) q 2 = cv (T4 − T1 ) A𝒲m = cv (T3 − T2 ) − cv (T4 − T1 ) Le rendement thermique sera : ηth = ηth q1 − q 2 cv (T3 − T2 ) − cv (T4 − T1 ) = q1 cv (T3 − T2 ) T T4 (1 − T1 ) cv (T4 − T1 ) 4 = 1− = 1− T2 cv (T3 − T2 ) T3 (1 − ) T3 T2 v1 ϒ−1 T3 v4 ϒ−1 v1 ϒ−1 = ( ) = ( ) = ( ) v3 = v2 et v1 = v4 T1 v2 T4 v3 v2 77 d′ où ηth T2 T3 = et T1 T4 T1 T2 = T4 T3 T T4 (1 − T1 ) T4 T1 4 = 1− =1− = 1− T T3 T2 T3 (1 − T1 ) 4 v2 ϒ−1 1 1 ηth = 1 − ( ) =1− = 1 − ϒ−1 v ϒ−1 v1 p2 ϒ (v1 ) (p ) 2 1 Nous voyons aisément que le rendement théorique augmente quand le rapport ou taux de compression augmente. Mais on est limité supérieurement dans le choix de p 2/p1 à cause des phénomènes de détonation et de cognement provoqués par l’autoallumage. Les approximations admises pour l’établissement de l’expression ci-dessus (on a supposé entre autre que cv = Cte) conduisent à des valeurs de 𝜂th beaucoup trop élevées. Si l’on calcule les caractéristiques du cycle en tenant compte des variations de cv et celles de ϒ, on obtient des valeurs de 𝒲m conduisant à des valeurs de 𝜂th plus précises et de 12 à 15 % plus faibles. Mais même si on compare le travail indiqué 𝒲i au travail 𝒲m ainsi calculé, on constate encore une différence importante. Le diagramme a une surface plus faible que celui établi par le calcul envisagé (fig. 38). Les principales causes de ces différences sont : L’action calorifique des parois refroidies sur les gaz (surtout au cours de la détente). Les pertes de pression. L’allumage qui se fait avant qu’on arrive en 2 pour éviter la combustion au cours de la détente. 78 p 3 4 2 1 v FIG. 38 Dans les calculs, on tient compte de la différence entre 𝒲i et 𝒲m au moyen du rendement interne ou rendement indiqué du moteur 𝛈𝐢 = 𝓦𝐢 𝓦𝐦 Ce rendement exprime en même temps le rapport des surfaces des diagrammes respectivement réel et théorique (en général 𝜂i≈0,82). Le rendement total du moteur s’obtient en tenant compte en même temps des rendements : thermique 𝜂th, interne 𝜂i et mécanique 𝜂m d’où : 𝛈𝐭𝐨𝐭 = 𝛈𝐭𝐡 𝛈𝐢 𝛈𝐦 A côté des rendements, la pression moyenne des gaz est une autre caractéristique importante d’un cycle, car elle est liée aux dimensions principales de la machine et elle constitue pour les cycles et les moteurs un élément de comparaison très commode. La pression moyenne théorique sera : pth = 𝒲m v1 − v2 [ kg ] m2 79 La pression moyenne indiquée : pi = 𝒲i v1 −v2 Dès lors si S désigne la surface utile du piston, C sa course, n le nombre de tours par minute, la puissance théorique et la puissance indiquée du moteur en CV seront respectivement : Nth = S. C. n. pth 60.75.2 (1) moteur à 4 temps Nth = S. C. n. pth 60.75 moteur à 2 temps Ni = S. C. n. pi 75.60.2 Ni = S. C. n. pi 75.60 moteur à 4 temps moteur à 2 temps Ne étant la puissance effective, on aura : Ne = Ni ηm = Nth ηi ηm On a du reste pi = pth ηi Si Gh est le poids des gaz parcourant le cycle par heure, on a encore : Nth = En égalant (1) et (2) 𝒲m Gh 3600.75 (2) et Ni = 𝒲i Gh 3600.75 80 Nth = Gh = 2.2. S. C. n. pth 𝒲m Gh = 75.60.2 3600.75 60. S. C. n. pth 60. S. C. n. 𝒲m = 2𝒲m 2𝒲m (v1 − v2 ) 𝐆𝐡 = 𝟔𝟎. 𝐒. 𝐂. 𝐧 𝟐(𝐯𝟏 − 𝐯𝟐 ) LE MOTEURS A COMBUSTION INTERNE SOUS PRESSION CONSTANTE q1 2 3 T p 3 p1=Const. 2 4 4 q2 1 v2=Const. 1 v FIG. 39 Le cycle avec apport de chaleur isobare comprend deux adiabatiques, une isobare et une isochore (fig. 39). Le gaz, c’est-à-dire l’air, est comprimé suivant l’adiabatique 1-2, ce qui échauffe l’air jusqu’à la température nécessaire à l’auto-allumage du combustible. La transformation isobare 2-3 consiste en l’injection du combustible et sa combustion (apport de chaleur q1). Ensuite, le gaz de combustion se détend adiabatiquement suivant 3-4, puis s’échappe à l’extérieur suivant l’isobare 4-1 (prélèvement de chaleur q2). Le S 81 cycle caractérisé par la combustion à pression constante, constitue le cycle de Joule, c’est le cycle du moteur Diesel. Pour étudier le fonctionnement de la machine considérons les diagrammes équivalents p-v et T-S (figure 40). 2 3 T 3 p2=p3 𝒯o 2 4 qo 4 1 p1 1 v2 v3 v1=v4 v S2=S1 S3=S4 FIG. 40 Les quantités de travail sont celles représentées sur les diagrammes p-v et T-S par les surfaces hachurées (1-2-3-4-1). En admettant que les chaleurs spécifiques restent les mêmes pendant tout le cycle, on peut en déduire les expressions classiques du rendement. En effet, on peut écrire : A𝒲m = cp (T3 − T2 ) − cv (T4 − T1 ) D’où le rendement thermique : ηth T4 cp (T3 − T2 ) − cp (T4 − T1 ) cv (T4 − T1 ) 1 T1 [T1 − 1] = =1− = 1− cp (T3 − T2 ) cp (T3 − T2 ) ϒ T2 [T3 − 1] T2 S 82 Mais on peut écrire aussi les trois suites d’égalités relatives aux transformations adiabatiques 1-2 et 3-4 à la transformation isobare 2-3 T1 v2 ϒ−1 T3 v4 ϒ−1 T3 v3 = ( ) ; = ( ) ; = T2 v1 T4 v3 T2 v2 T4 T4 T3 T2 v4 ϒ−1 v3 v1 ϒ−1 = = ( ) ( ) or v4 = v1 T1 T3 T2 T1 v3 v2 v2 T4 v3 ϒ−1 v3 v1 ϒ−1 v3ϒ−1 . v3 . v1ϒ−1 v3ϒ =( ) ( ) = ϒ−1 = ϒ T1 v1 v2 v2 v1 v2 v2ϒ−1 v2 ηth T4 v3 ϒ donc =( ) T1 v2 v3 ϒ v3 ϒ v3 ϒ [( ) − 1] [( ) − 1] [( 1 1 v2 1 1 1 v2 ) − 1] v2 =1− = 1 − posons X = v3 ϒ T2 [v3 − 1] ϒ p ϒ−1 ϒ [v3 − 1] [ − 1] ϒ 2 v2 v2 T1 v2 (p ) 1 𝛈𝐭𝐡 = 𝟏 − 𝟏 𝐩 (𝐩𝟐 ) 𝟏 ϒ−𝟏 𝐗 ϒ Le rendement thermique du cycle à combustion sous pression constante augmente avec le taux de compression. Mais il dépend encore du rapport v3/v2 tout accroissement de v3/v2 donne lieu à une augmentation de X. Le rendement 𝜂th diminue donc lorsque v3/v2 croît. Pour diminuer la puissance on diminue la durée de l’injection donc aussi v 3/v2. Le rendement thermique d’un moteur à combustion sous pression constante augmente donc lorsque la puissance diminue. D’autre part à cause de X toujours supérieur à 1, le rendement du cycle à apport de chaleur isobare est inférieur à celui du cycle à apport de chaleur isochore qui aurait le 83 même rapport de compression p2/p1. Ce dernier rendement ne serait atteint à la limite que lorsque v3=v2 ce qui entraînerait X=1. Mais du point de vue pratique, il est plus logique de comparer entre eux les cycles ayant les mêmes valeurs extrêmes de pressions et de températures. Par ailleurs les moteurs à apport de chaleur isobare utilisent une plus forte compression si bien qu’ils sont plus économiques, les moteurs à apport de chaleur isochore étant limités par les phénomènes d’auto-allumage. Comme pour les moteurs à combustion sous volume constant, les approximations admises conduisent à des valeurs de 𝜂th trop élevées. Le travail indiqué n’est ainsi qu’une fraction du travail théorique. On écrira donc : 𝒲i = ηi 𝒲m et ηtot = ηth ηi ηm Relativement aux pressions moyennes théoriques et indiquées on peut écrire pour le cycle actuel les mêmes formules que celles écrites pour le moteur à combustion sous volume constant. pi = 𝒲i 𝒲m ; pth = ; v1 − v2 v1 − v2 Il en est de même pour les expressions des puissances. !!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!! pi = pth ηi 84 3. LA TURBINE A COMBUSTION La turbine à combustion est une machine motrice comprenant un compresseur rotatif C, une chambre de combustion CC et une turbine T connectés entre eux suivant le schéma de la figure 41. Le compresseur C aspire de l’air atmosphérique à l’état 1 et le comprime jusqu’à la pression p2. cb CC 3 2 C T 1 4 FIG. 41 A cause des travaux de frottement dans le compresseur supposé non refroidi, la courbe de compression 1-2 n’est pas en réalité isentropique comme nous allons le supposer. q1 p 2 p2=p3 3 T P=Cte 3 2 ’ p=Cte 2 2’ p1=p4 1 4 4’ q2 v1 1 v4 S2=S1 FIG. 42 S3=S4 85 Sur la figure 42, le cycle réel est représenté par 1 – 2’ – 3 – 4’ – 1 et le cycle théorique par 1 – 2 – 3 – 4 – 1. L’air ainsi comprimé pénètre dans la chambre de combustion CC dans laquelle on introduit en même temps un combustible cb liquide ou gazeux. La combustion s’y effectue sous la pression p2 et produit des gaz comburés, qui en raison de leur haute température T3 ont un volume spécifique élevé et peuvent être utilisés dans la turbine à gaz T. Dans ces conditions, les gaz comburés obtenus présentent, à très peu près, les mêmes propriétés que l’air, il est dès lors, inutile de tenir compte, dans les calculs théoriques relatifs au cycle, des variations du poids et de la nature chimique du système en cours de la combustion, et l’on peut, avec une approximation excellente, étudier la suite de son évolution sur les diagrammes p-v et T-S de l’air (figure 42). On néglige les pertes de charge dans la chambre de combustion, on a donc p 2=p3. A partir de cet état, les gaz sont détendus dans la turbine jusqu’à la pression p 1. La courbe 3-4 est isentropique, on a en 4 : p4=p1. Lorsque le travail 𝒲T effectué par la turbine est plus grand que le travail 𝒲C absorbé par le compresseur ; la turbine tout en entraînant le compresseur, peut encore effectuer sur le milieu extérieur un travail : 𝒲 = 𝒲T − 𝒲C L’ensemble comprenant la turbine, le compresseur et la chambre de combustion constitue alors une machine motrice que l’on considère comme une machine unique et qu’on a appelée TURBINE A COMBUSTION ou TURBINE A GAZ. Si 𝜂m désigne le rendement mécanique de la turbine à combustion considérée dans son ensemble, on a : 𝒲 = ηm 𝒲m = ηm (𝒲m.T − 𝒲m.C ) 𝒲m étant le travail moteur théorique de la turbine à combustion, différence du travail 𝒲m.T de la turbine et de celui 𝒲m.C du compresseur. En admettant que cp et cv restent constantes : 1 – 2 : adiabatique donc dq = dh − Avdp = 0 soit Ad𝒲m = dh 86 A𝒲m.C = h2 − h1 = cp (T2 − T1 ) 3 – 4 : adiabatique A𝒲m.T = h3 − h4 = cp (T3 − T4 ) Alors 𝒲m pour 1 kg de gaz sera : 𝒲m = 𝒲m.T − 𝒲m.C = (h3 − h4 ) − (h2 − h1 ) = cp (T3 − T4 ) − cp (T2 − T1 ) Le rendement thermique sera : ηth = A𝒲m h3 − h4 − h2 + h1 (h3 − h2 ) − (h4 − h1 ) h4 − h1 = = =1− h3 − h2 h3 − h2 h3 − h2 h3 − h2 ηth = 1 − ηth cp (T4 − T1 ) T4 − T1 = 1− cp (T3 − T2 ) T3 − T2 T4 T4 T1 (T1 − 1) 1 (T1 − 1) = 1− = 1− T2 T3 T2 (T3 − 1) T1 (T2 − 1) T2 Cette expression montre que le travail moteur 𝒯m effectué par kg de fluide augmente T lorsque T3 et T2 augmentent. Par ailleurs nous pouvons écrire : 1 ϒ−1 ϒ T4 p4 =( ) T3 p3 or p4 = p1 et p2 = p3 T4 T1 = T3 T2 ϒ−1 ϒ T4 p1 =( ) T3 P2 T4 T3 = T1 T2 ϒ−1 ϒ T1 p1 et =( ) T2 p2 87 ηth = 1 − T1 1 1 1 =1− = 1− =1− ϒ−1 T2 v1 ϒ−1 T2 p2 ϒ ( T1 (p ) v2 ) 1 La température des gaz d’échappement de la turbine à combustion est comme on l’a vu, relativement élevée. Ces gaz quittent la machine avec une chaleur qui est encore utilisable et dont l’abandon constitue la perte à l’échappement de la turbine à combustion. On peut améliorer le rendement thermique de la machine en récupérant une partie de cette chaleur. On réalise le cycle avec récupération, le schéma de la figure 43 montre comment il faut à cet effet modifier le cycle. T E 6 5 CC 2 3 4 5 ΔT 3 4 Cb 6 ΔT T C p=Cte 2 1 1 FIG. 43 S Dans le compresseur C a lieu la transformation 1-2 . L’air comprimé est ensuite réchauffé de façon isobare dans l’échangeur E jusqu’à la température T3 caractérisant l’état 3. L’air comprimé et réchauffé passe dans la chambre de combustion CC, où est injecté d’autre part le combustible Cb. Par suite de la combustion, on obtient en 4 des gaz de combustion chauds. Les gaz sont ensuite détendus dans la turbine (4-5), l’état final caractérisé par la pression p5=p1 et la température T5.Les gaz chauds obtenus en 5 passent ensuite dans l’échangeur E et y servent au réchauffage isobare 2-3 de l’air comprimé. A la sortie de l’échangeur, on a T6˂T5 ; les pertes à l’échappement de la machine ainsi conçue sont donc moindres. 88 Comme pour la turbine à combustion simple que nous avons étudié, on peut écrire l’expression du travail moteur : A𝒲m = A𝒲mT − A𝒲mC = cp (T4 − T5 ) − cp (T2 − T1 ) Et celle relative à la combustion : H4 − H3 = Cp (T4 − T3 ) Le rendement thermique de la turbine à combustion devient dès lors : ηth = A𝒲m Cp (T4 − T5 ) − Cp (T2 − T1 ) = Q3−4 Cp (T4 − T3 ) Dans cette expression figure la température T3 qui dépend de l’efficacité de l’échangeur. De plus, la différence de température ΔT à la faveur de laquelle s’effectue la transmission, et l’on aura : ∆T = T5 − T3 = T6 − T2 → T5 − T6 = T3 − T2 Nous pouvons déterminer le rendement σ de l’échangeur : σ= T3 − T2 T5 − T2 Cette expression constitue aussi ce qu’on appelle degré ou rapport de récupération de la chaleur. T3 = T2 + σ(T5 − T2 ) Q3−4 = Cp (T4 − T3 ) = Cp [(T4 − T2 ) − σ(T5 − T2 )] Le rendement ηth devient par substitution: ηth = Cp (T4 − T5 ) − Cp (T2 − T1 ) (T4 − T2 ) − (T5 − T1 ) = (T4 − T2 ) − σ(T5 − T2 ) Cp (T4 − T2 ) − σ(T5 − T2 ) lorsque T5 = T3 ηth = σ= T3 − T2 T3 − T2 = =1 T5 − T2 T3 − T2 (T4 − T2 ) − (T3 − T2 ) (T4 − T3 ) − (T2 − T1 ) (T4 − T3 ) − (T2 − T1 ) = = (T4 − T2 ) − (T3 − T2 ) (T4 − T2 ) − T3 + T2 T4 − T2 ηth T T1 (T2 − 1) T2 − T1 1 =1− = 1− T4 T4 − T3 T5 (T − 1) 5 T2 T4 p2 or = =( ) T1 T5 p1 ϒ−1 ϒ 89 𝛈𝐭𝐡 = 𝟏 − &&& 𝐓𝟏 𝐓𝟓