Thermodynamique Chapitre 1 PTSI Le paragraphe I. est consacré à l’introduction (d’une partie) du vocabulaire de base de la thermodynamique. Dans le paragraphe II., l’étude d’un système particulier, le gaz parfait, permet une première approche des concepts de la thermodynamique vus dans le paragraphe précédent. On étend ensuite cette étude à d’autres systèmes : gaz réels (§ III.) et phases condensées (§ IV.). I. Introduction à la thermodynamique Qu’est ce que la thermodynamique ? La chaleur ou transfert thermique désigne un transfert d’énergie, de proche en proche, sous forme microscopique. Le travail désigne toute forme de transfert d’énergie associée à des variations macroscopiques de paramètres externes directement mesurable (angle de rotation du moulin, longueur d’un ressort, altitude d’une masse ponctuelle etc.). C’est donc un transfert d’énergie sous forme macroscopique. La thermodynamique est l’étude des échanges d’énergie (sous forme de transfert thermique ou de travail). Énergie interne L’énergie totale d’un système quelconque peut s’écrire sous la forme : Etot = (Ec,e + Ep,e ) + (Ec,i + Ep,i ) = Em,e + U avec : U = Ec,i + Ep,i énergie interne, somme de l’énergie cinétique microscopique et de l’énergie potentielle associée aux forces d’interaction entre les constituants du système ; Em,e = Ec,e + Ep,e : énergie mécanique « macroscopique » que nous utilisons depuis toujours en mécanique et somme de Ec,e énergie cinétique d’ensemble et Ep,e énergie potentielle associées aux forces extérieures conservatives. Remarque : On s’intéressera quasiment systématiquement à un système au repos dans le référentiel d’étude pour lequel Ec,e = 0 et Ep,e = cte . On aura donc Etot = U + cte . Paramètres, équation et fonctions d’état On appelle paramètres ou variables d’état l’ensemble des grandeurs physiques nécessaires pour caractériser complètement l’état (macroscopique) d’un système. Nous ne considérerons cette année que des systèmes fermés pour lesquels la quantité de matière est fixée et ne doit pas être considérée comme une variable d’état. On appelle équation d’état du système, l’équation reliant les paramètres ou variables d’état du système. Pour un gaz parfait cette équation est PV = nRT . Certains paramètres ou variables d’état peuvent donc se déduire des autres par l’équation d’état. On appelle fonctions d’état les paramètres ou variables d’état qui se déduisent des autres nRT . (paramètres ou variables d’état) par l’équation d’état. Exemple : V (T , P) = P 1 Thermodynamique Chapitre 1 PTSI Remarque : un système monophasé est un système divariant, la donnée de 2 variables d’état intensives suffit à déterminer entièrement l’état (macroscopique d’équilibre) du système. Équilibre thermodynamique Un système est en équilibre thermodynamique lorsque toutes ses variables d’état sont constantes au cours du temps et s’il n’y a aucun échange (matière, énergie, charge électrique, etc.) avec l’extérieur. L’équilibre thermodynamique impose entre autre, l’équilibre mécanique (égalité des pressions) et l’équilibre thermique (égalité des températures) entre le système et le milieu extérieur. Transformations Une transformation désigne le passage du système d’un état initial d’équilibre à un état final d’équilibre également. On étudiera différentes transformations particulières : isobare : s’effectuant à pression constante, isotherme : s’effectuant à température constante, isochore : s’effectuant à volume constant, adiabatique : qui n’est accompagnée d’aucun transfert thermique avec le milieu extérieur. monobare : s’effectuant à pression extérieure uniforme et constante. monotherme : s’effectuant à température extérieure uniforme et constante1. II. Le gaz parfait monoatomique - théorie cinétique des gaz On distinguera les hypothèses relevant uniquement de la théorie cinétique des gaz2 et celles relevant du modèle du gaz parfait. Hypothèses de la théorie cinétique des gaz Chaos moléculaire : les molécules (ou atomes) d’un gaz (ou d’un fluide) sont animées de mouvements incessants qui constituent l’agitation thermique. On a alors v x = v y = v z = 0 soit v = 0 . Homogénéité de la densité particulaire n* à l’échelle mésoscopique : soit N le nombre total N * de d’entités et V le volume total du gaz, on a pour tout point M ( x, y, z ) : n* ( x, y, z ) = = nmoy . V Homogénéité et isotropie de la distribution des vitesses : la distribution du module des vitesses est homogène : elle est la même en tout point M ( x, y, z ) du gaz. De même la distribution des vitesses est isotrope c’est-à-dire que toutes les directions de l’espace sont équiprobables : en moyenne 1/3 des molécules se déplacent suivant la direction Ox, soit 1/6 dans le sens positif de l’axe Ox. On définit alors la vitesse quadratique moyenne : u= v2 = v x2 + v y2 + v z2 = v x2 + v y2 + v z2 = 3 v x2 car v x2 = v y2 = v z2 . Ordre de grandeur : u est de l’ordre de 100 à 103 m.s−1 et augmente avec la température. Hypothèses du gaz parfait On définit le modèle du gaz parfait monoatomique avec les hypothèses suivantes : atomes ou molécules ponctuelles (de dimension négligeable devant la distance intermoléculaire), 1 En pratique, le système est souvent entouré de parois diathermanes et est en contact avec une (seule) source de chaleur. 2 La théorie cinétique des gaz correspond à l’étude microscopique du comportement des molécules composant un gaz, étude microscopique qui permet ensuite de comprendre le comportement macroscopique de ce gaz. 2 Thermodynamique Chapitre 1 PTSI absence d’interaction entre atomes ou molécules. Ce modèle est d’autant plus proche de la réalité que la pression est faible (inférieure à 1 bar par exemple et suivant le degré de précision requis). Pression et température cinétique On démontre à l’aide d’hypothèses très simplificatrices ajoutées aux hypothèses précédentes que la pression d’un gaz parfait peut s’interpréter comme la résultante des forces par unité de surface s’exerçant sur les parois du récipient. On a : 1 1 Nmu 2 P = n*mu 2 = . 3 3 V On admettra que cette pression appelée « pression cinétique » s’identifie avec la pression du gaz. En substituant cette expression dans la loi des GP, PV = nRT , on obtient l’expression de la température cinétique, dont on admettra qu’elle s’identifie avec la température du gaz : mu 2 T= 3k B R avec k B = appelée constante de Boltzmann. NA Remarques : On constate donc le lien direct entre la température et l’énergie d’agitation (énergie cinétique) 2 ec 1 microscopique moyenne T = avec ec = mu 2 . 3k B 2 Enfin, on peut exprimer u en fonction de T, après quelques calculs, sous la forme : u = 3RT M où M est la masse molaire du gaz parfait. Conséquences de l’équation d’état Loi de Dalton : la pression totale d’un mélange de GP, à l’équilibre, est égale à la somme des pressions partielles Ptot = Pi . i La masse molaire et la densité d’un GP sont liées par l’équation M = 29d où 29 est la valeur en g.mol–1 de la masse molaire de l’air. Loi de Boyle – Mariotte : pour une température T donnée (et une pression suffisamment faible pour qu’un gaz puisse être considéré comme parfait), le produit PV est constant quelque soit la pression. Dans le diagramme d’Amagat (PV,P) on obtient une droite. Loi d’Avogadro – Ampère : dans les mêmes conditions de température et de pression, tous V RT les gaz parfaits ont le même volume molaire, = Vm = qui vaut 22,4 L dans les CNTP. n P Energie interne L’énergie interne d’un GPM se résume à l’énergie cinétique d’agitation microscopique des 3 entités constitutives du gaz : U GPM = N ec = nRT qui ne dépend que de la température. 2 Pour un GPP, les molécules peuvent emmagasiner de l’énergie interne sous d’autres formes que l’énergie cinétique de translation, et pour une même température, on admettra que U GPM (T ) ≤ U GPP (T ) 3 Thermodynamique Chapitre 1 PTSI On définit la capacité thermique à volume constant dans le cas d’un système quelconque par : ∂U CV = et J.K–1. ∂T V Il s’agit d’une grandeur extensive qui dépend a priori du volume du système et de sa température : CV (T , V ) . De même on définit les capacités thermiques massique cV et molaire CV ,m à volume constant, grandeurs intensives qui vérifient : Dans le cas d’un GPM, on a CV = CV = mcV = nCV ,m 3 nR et pour un GPP on admettra que CV (T ) . 2 Première loi de Joule : Pour un GPM ou un GPP, l’énergie interne ne dépend que de la température et sa variation élémentaire s’écrit dU = CV dT soit pour une transformation finie ∆U = CV ∆T . III. Du gaz parfait aux gaz réels Tout gaz réel tend à se comporter comme un GP quand la pression tend vers 0. Il n’existe pas de modèle unique du gaz réel, mais plusieurs équations d’état. L’équation d’état de Van der Waals utilise deux termes correctifs a et b pour “gommer” les défauts des 2 hypothèses du GP : n2a a P + 2 (V − nb ) = nRT soit P + 2 (Vm − b ) = RT avec V Vm - Vm volume molaire, n2a a tel que l’on associe un terme de pression dite moléculaire, Pmol = − 2 et qui permet V d’interpréter l’existence d’interactions attractives entre molécules au sein du gaz, b appelé « covolume , homogène à un volume molaire et qui représenter l’ordre de grandeur du volume minimal occupé par les molécules du gaz (qui ne sont pas ponctuelles !). À noter que l’énergie interne d’un gaz de Van der Waals dépend non seulement de la température mais aussi du volume total : U (T , V ) . IV. Modélisation d’une phase condensée Propriétés thermoélastiques de la matière On définit 2 coefficients dits « thermoélastiques » pour quantifier les propriétés de la matière : 1 1 ∂V - le coefficient de dilatation isobare, α = en K–1, qui s’écrit, pour un GP, ; V ∂T P T 4 Thermodynamique Chapitre 1 - PTSI le coefficient de compressibilité isotherme, χT = − un GP, 1 ∂V V ∂P en Pa–1, qui s’écrit, pour T 1 . P Équation d’état et énergie interne d’une phase condensée Le terme phase condensée regroupe les états liquide et solide. On adopte le modèle d’une phase condensée indilatable (α = 0) et incompressible (χT = 0). On a donc un volume (quasi) constant : V (T , P ) ≈ V0 , expression qui constitue l’équation d’état d’une telle phase condensée. Le volume n’est donc plus une variable d’état : ∂U ∂U ∂U dU (T , V ) = dT + dV ≈ dT = CV dT ∂T V ∂V T ∂T V et on écrit définit simplement une capacité thermique C qui coïncide avec les capacités thermiques à pression ou a volume constant : CV ≈ C P ≈ C . On a donc pour une phase condensée : dU = CdT = mcdT = nCm dT 5