{"id":52753,"date":"2020-02-25T15:04:53","date_gmt":"2020-02-25T14:04:53","guid":{"rendered":"https:\/\/www.thermal-engineering.org\/quelle-est-la-premiere-loi-de-la-thermodynamique-definition\/"},"modified":"2020-02-25T15:06:53","modified_gmt":"2020-02-25T14:06:53","slug":"quelle-est-la-premiere-loi-de-la-thermodynamique-definition","status":"publish","type":"post","link":"https:\/\/www.thermal-engineering.org\/fr\/quelle-est-la-premiere-loi-de-la-thermodynamique-definition\/","title":{"rendered":"Quelle est le premi\u00e8re principe de la thermodynamique – D\u00e9finition"},"content":{"rendered":"
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dEint = dQ – dW.\u00a0C’est le premi\u00e8re principe de la thermodynamique (1\u00e8re loi) et c’est le principe de la conservation de l’\u00e9nergie.\u00a0Une des plus belles propri\u00e9t\u00e9s de l’ing\u00e9nierie.\u00a0G\u00e9nie thermique<\/div>\n<\/div>\n
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Premi\u00e8re loi de la thermodynamique<\/h2>\n

L’augmentation de l’\u00e9nergie interne d’un syst\u00e8me ferm\u00e9 est \u00e9gale \u00e0 la chaleur fournie au syst\u00e8me moins le travail effectu\u00e9.<\/strong><\/em><\/p>\n

IntE\u00a0int<\/sub>\u00a0= Q – W<\/strong><\/p>\n

C’est la\u00a0premi\u00e8re loi de la thermodynamique<\/strong>\u00a0et c’est le\u00a0principe de la conservation de l’\u00e9nergie<\/a>\u00a0, ce qui signifie que l’\u00a0\u00e9nergie<\/a>\u00a0ne peut\u00a0\u00eatre ni cr\u00e9\u00e9e ni d\u00e9truite<\/strong>\u00a0, mais plut\u00f4t transform\u00e9e en diff\u00e9rentes formes au fur et \u00e0 mesure que le fluide contenu dans le volume de contr\u00f4le est \u00e9tudi\u00e9.<\/p>\n

C’est la loi la plus importante pour l’analyse de la plupart des syst\u00e8mes et celle qui quantifie la\u00a0transformation de l’\u00a0\u00e9nergie thermique en<\/strong><\/a>\u00a0d’autres\u00a0formes d’\u00e9nergie<\/a>\u00a0.\u00a0Il s’ensuit que les machines \u00e0 mouvement perp\u00e9tuel du premier type sont impossibles.<\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

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Principe de conservation de l’\u00e9nergie<\/h2>\n

L’une des propri\u00e9t\u00e9s les plus merveilleuses de l’univers est que l’\u00e9nergie peut \u00eatre transform\u00e9e d’un type \u00e0 un autre et transf\u00e9r\u00e9e d’un objet \u00e0 un autre.\u00a0De plus, lorsqu\u2019il est transform\u00e9 d\u2019un type \u00e0 un autre et transf\u00e9r\u00e9 d\u2019un objet \u00e0 un autre, la\u00a0quantit\u00e9 totale d\u2019\u00e9nergie est toujours la m\u00eame<\/strong>\u00a0.\u00a0C’est l’une des propri\u00e9t\u00e9s \u00e9l\u00e9mentaires de l’univers.<\/p>\n

En thermodynamique,<\/strong>\u00a0le concept d’\u00e9nergie est \u00e9largi pour prendre en compte d’autres changements observ\u00e9s, et le\u00a0principe de conservation de l’\u00e9nergie<\/strong>\u00a0est \u00e9tendu \u00e0 une grande vari\u00e9t\u00e9 de fa\u00e7ons dont les syst\u00e8mes interagissent avec leur environnement.\u00a0L’\u00e9nergie d’un syst\u00e8me ferm\u00e9 peut \u00eatre modifi\u00e9e uniquement par le biais d’un transfert d’\u00e9nergie\u00a0par le travail<\/strong>\u00a0ou\u00a0par la chaleur<\/strong>\u00a0.\u00a0De plus, sur la base des exp\u00e9riences de Joule et d\u2019autres, un aspect fondamental du concept d\u2019\u00a0\u00e9nergie est la conservation de l\u2019\u00e9nergie.\u00a0<\/strong>Ce principe est connu comme\u00a0\u00a0le premi\u00e8re principe de la thermodynamique<\/strong>\u00a0.\u00a0La premi\u00e8re loi de la thermodynamique peut \u00eatre \u00e9crite sous diff\u00e9rentes formes:<\/p>\n

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Dans les mots:<\/span><\/strong><\/p>\n

\"premi\u00e8re-loi-de-thermodynamique-en-mots\"<\/a><\/p>\n

\"conservation-d'\u00e9nergie-en-thermodynamique\"<\/a>
Disposition physique des quatre principaux dispositifs utilis\u00e9s dans le cycle de Rankine et transferts d’\u00e9nergie de base.<\/span><\/figcaption><\/figure>\n

Formulaire d’\u00e9quation:<\/span><\/strong><\/p>\n

\u2206E\u00a0<\/span><\/strong>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= Q – W<\/span><\/strong><\/p>\n

o\u00f9\u00a0<\/span>E\u00a0<\/span>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0repr\u00e9sente l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie interne<\/span><\/strong>\u00a0du mat\u00e9riau, qui ne d\u00e9pend que de l’\u00a0<\/span>\u00e9tat du mat\u00e9riau<\/span><\/strong>\u00a0(temp\u00e9rature, pression et volume).\u00a0<\/span>Q<\/span><\/strong>\u00a0est la\u00a0<\/span>chaleur nette ajout\u00e9e<\/span><\/strong>\u00a0au syst\u00e8me et\u00a0<\/span>W<\/span><\/strong>\u00a0est le\u00a0<\/span>travail net effectu\u00e9 par<\/span><\/strong>\u00a0le syst\u00e8me.\u00a0Nous devons \u00eatre prudents et coh\u00e9rents en suivant les conventions de signe pour Q et W. Parce que W dans l’\u00e9quation est le travail effectu\u00e9 par le syst\u00e8me, alors si le travail est effectu\u00e9 sur le syst\u00e8me, W sera n\u00e9gatif et E\u00a0<\/span>int<\/span><\/sub>\u00a0augmentera.<\/span><\/p>\n

De m\u00eame, Q est positif pour la chaleur ajout\u00e9e au syst\u00e8me, donc si la chaleur quitte le syst\u00e8me, Q est n\u00e9gative.\u00a0Cela nous dit ce qui suit: L’\u00a0<\/span>\u00e9nergie interne<\/span><\/strong>\u00a0d’un syst\u00e8me a tendance \u00e0 augmenter si la chaleur est absorb\u00e9e par le syst\u00e8me ou si un travail positif est effectu\u00e9 sur le syst\u00e8me.\u00a0Inversement, l’\u00e9nergie interne a tendance \u00e0 diminuer si la chaleur est perdue par le syst\u00e8me ou si un travail n\u00e9gatif est effectu\u00e9 sur le syst\u00e8me.\u00a0Il faut ajouter que Q et W d\u00e9pendent du chemin, tandis que E\u00a0<\/span>int<\/span><\/sub>\u00a0est ind\u00e9pendant du chemin.<\/span><\/p>\n

Forme diff\u00e9rentielle:<\/span><\/strong><\/p>\n

dE\u00a0<\/span>int<\/span><\/sub>\u00a0= dQ – dW<\/span><\/strong><\/p>\n

L’\u00e9nergie interne E\u00a0<\/span>int<\/span><\/sub> d’un syst\u00e8me a tendance \u00e0 augmenter si de l’\u00e9nergie est ajout\u00e9e sous forme de chaleur Q et a tendance \u00e0 diminuer si de l’\u00e9nergie est perdue en tant que travail W effectu\u00e9 par le syst\u00e8me.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

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Premi\u00e8re loi en termes d’enthalpie dH = dQ + Vdp<\/span><\/h2>\n

L’\u00a0<\/span>enthalpie<\/span><\/strong><\/a>\u00a0est d\u00e9finie comme \u00e9tant la somme de l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie interne<\/span><\/a>\u00a0E plus le produit de la\u00a0<\/span>pression p<\/span><\/a>\u00a0et de\u00a0<\/span>volume V<\/span><\/a>\u00a0.\u00a0Dans de nombreuses analyses thermodynamiques, la somme de l’\u00e9nergie interne U et du produit de la pression p et du volume V appara\u00eet, il est donc commode de donner \u00e0 la combinaison un nom, une\u00a0<\/span>enthalpie<\/span><\/strong>\u00a0et un symbole distinct, H.<\/span><\/p>\n

H = U + pV<\/span><\/strong><\/em><\/p>\n

Voir aussi:\u00a0<\/span>Enthalpie<\/span><\/a><\/p>\n

La\u00a0<\/span>premi\u00e8re loi de la thermodynamique<\/span><\/strong>\u00a0en termes d’\u00a0<\/span>enthalpie<\/span><\/strong>\u00a0nous montre pourquoi les ing\u00e9nieurs utilisent l’enthalpie dans les cycles thermodynamiques (par exemple le\u00a0<\/span>cycle de Brayton<\/span><\/strong>\u00a0ou le\u00a0<\/span>cycle de Rankine<\/span><\/strong>\u00a0).<\/span><\/p>\n

La forme classique de la loi est l’\u00e9quation suivante:<\/span><\/p>\n

dU = dQ – dW<\/span><\/strong><\/em><\/p>\n

Dans cette \u00e9quation,\u00a0<\/span>dW<\/span><\/strong>\u00a0est \u00e9gal \u00e0\u00a0<\/span>dW = pdV<\/span><\/strong>\u00a0et est connu comme le\u00a0<\/span>travail<\/span><\/strong>\u00a0aux\u00a0limites<\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

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Puisque\u00a0<\/span>H = U + pV<\/span><\/em><\/strong>\u00a0, donc\u00a0<\/span>dH = dU + pdV + Vdp<\/span><\/strong><\/em>\u00a0et nous substituons\u00a0<\/span>dU = dH – pdV – Vdp<\/span><\/strong><\/em>\u00a0dans la forme classique de la loi:<\/span>dH – pdV – Vdp = dQ – pdV<\/span><\/strong><\/em><\/p>\n

Nous obtenons la loi en mati\u00e8re d’enthalpie:<\/span><\/p>\n

dH = dQ + Vdp<\/span><\/em><\/strong><\/p>\n

ou<\/span><\/p>\n

dH = TdS + Vdp<\/span><\/em><\/strong><\/p>\n

Dans cette \u00e9quation, le terme\u00a0<\/span>Vdp<\/span><\/strong><\/em>\u00a0est un\u00a0<\/span>travail de processus d’\u00e9coulement.\u00a0<\/span><\/strong>Ce travail, \u00a0\u00a0<\/span>Vdp<\/span><\/strong><\/em>\u00a0, est utilis\u00e9 pour\u00a0<\/span>des syst\u00e8mes \u00e0 flux ouvert<\/span><\/strong>\u00a0comme une\u00a0<\/span>turbine<\/span><\/strong>\u00a0ou une\u00a0<\/span>pompe<\/span><\/strong>\u00a0dans lesquels il y a un\u00a0<\/span>\u00abdp\u00bb<\/span><\/strong>\u00a0, c’est-\u00e0-dire un changement de pression.\u00a0Il n’y a aucun changement dans\u00a0<\/span>le volume de contr\u00f4le<\/span><\/a>\u00a0.\u00a0Comme on peut le voir, cette forme de loi\u00a0<\/span>simplifie la description du transfert d’\u00e9nergie<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0<\/span>\u00c0 pression constante<\/span><\/strong>\u00a0, le\u00a0<\/span>changement d’enthalpie<\/span><\/strong>\u00a0est \u00e9gal \u00e0 l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie<\/span><\/strong>\u00a0transf\u00e9r\u00e9e de l’environnement par le chauffage:<\/span><\/p>\n

Processus isobare (Vdp = 0):<\/span><\/strong><\/p>\n

dH = dQ \u00a0 \u00a0\u00a0\u00a0<\/span>\u2192<\/span>\u00a0\u00a0 \u00a0 \u00a0Q = H\u00a0<\/span><\/strong>2<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>1<\/span><\/sub><\/strong><\/p>\n

\u00c0 entropie constante<\/span><\/strong>\u00a0, c’est-\u00e0-dire dans un processus isentropique, le\u00a0<\/span>changement d’enthalpie<\/span><\/strong>\u00a0est \u00e9gal au\u00a0<\/span>travail de processus d’\u00e9coulement<\/span><\/strong>\u00a0effectu\u00e9 sur ou par le syst\u00e8me:<\/span><\/p>\n

Processus isentropique (dQ = 0):<\/span><\/strong><\/p>\n

dH = Vdp\u00a0 \u00a0 \u00a0\u00a0<\/span>\u2192<\/span>\u00a0\u00a0 \u00a0 \u00a0W = H\u00a0<\/span><\/strong>2<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>1<\/span><\/sub><\/strong><\/p>\n

Il est \u00e9vident, il sera tr\u00e8s utile dans l’analyse des deux cycles thermodynamiques utilis\u00e9s en g\u00e9nie \u00e9nerg\u00e9tique, c’est-\u00e0-dire dans le cycle de Brayton et le cycle de Rankine.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

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Exemple: Premi\u00e8re loi de la thermodynamique et cycle de Brayton<\/span><\/h2>\n

Supposons le\u00a0<\/span>cycle de Brayton id\u00e9al<\/span><\/strong>\u00a0qui d\u00e9crit le fonctionnement d’un\u00a0moteur thermique \u00e0\u00a0<\/strong><\/span>pression constante<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Les<\/strong>\u00a0moteurs \u00e0\u00a0turbine \u00e0 gaz modernes<\/strong>\u00a0et\u00a0les moteurs \u00e0 r\u00e9action \u00e0 respiration a\u00e9rodynamique<\/strong>\u00a0suivent \u00e9galement le cycle de Brayton.\u00a0Ce cycle comprend quatre processus thermodynamiques:<\/span><\/p>\n

    \n
  1. \n
    \"premi\u00e8re<\/a>
    Le cycle de Brayton id\u00e9al se compose de quatre processus thermodynamiques.\u00a0Deux processus isentropiques et deux processus isobares.<\/span><\/figcaption><\/figure>\n

    compression isentropique<\/span><\/strong>\u00a0– l’air ambiant est aspir\u00e9 dans le compresseur, o\u00f9 il est mis sous pression (1 \u2192 2).\u00a0Le travail requis pour le compresseur est donn\u00e9 par\u00a0<\/span>W\u00a0<\/span><\/strong>C<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= H\u00a0<\/span><\/strong>2<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>1<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0.<\/span><\/strong><\/li>\n

  2. addition de chaleur isobare<\/span><\/strong>\u00a0– l’air comprim\u00e9 traverse ensuite une chambre de combustion, o\u00f9 le combustible est br\u00fbl\u00e9 et l’air ou un autre milieu est chauff\u00e9 (2 \u2192 3).\u00a0Il s’agit d’un processus \u00e0 pression constante, car la chambre est ouverte pour entrer et sortir.\u00a0La chaleur nette ajout\u00e9e est donn\u00e9e par\u00a0<\/span>Q\u00a0<\/span><\/strong>add<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= H\u00a0<\/span><\/strong>3<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>2<\/span><\/sub><\/strong><\/li>\n
  3. expansion isentropique<\/span><\/strong>\u00a0– l’air chauff\u00e9 sous pression se d\u00e9tend ensuite sur la turbine, c\u00e8de son \u00e9nergie.\u00a0Le travail effectu\u00e9 par turbine est donn\u00e9 par\u00a0<\/span>W\u00a0<\/span><\/strong>T<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= H\u00a0<\/span><\/strong>4<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>3<\/span><\/sub><\/strong><\/li>\n
  4. rejet de chaleur isobare<\/span><\/strong>\u00a0– la chaleur r\u00e9siduelle doit \u00eatre rejet\u00e9e afin de fermer le cycle.\u00a0La chaleur nette rejet\u00e9e est donn\u00e9e par\u00a0<\/span>Q\u00a0<\/span><\/strong>re<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= H\u00a0<\/span><\/strong>4<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>1<\/span><\/sub><\/strong><\/li>\n<\/ol>\n

    Comme on peut le voir, nous pouvons d\u00e9crire et calculer (par exemple l’efficacit\u00e9 thermodynamique) de tels cycles (de m\u00eame pour le\u00a0<\/span>cycle de Rankine<\/span><\/strong>\u00a0) en utilisant des\u00a0<\/span>enthalpies<\/span><\/a>\u00a0.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

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    <\/div>\n

    \u00c9nergie interne<\/span><\/h2>\n

    En thermodynamique,\u00a0<\/span>l’\u00e9nergie interne<\/span><\/strong><\/a>\u00a0(\u00e9galement appel\u00e9e\u00a0<\/span>\u00e9nergie thermique<\/span><\/strong>\u00a0) est d\u00e9finie comme l’\u00e9nergie associ\u00e9e aux\u00a0<\/span>formes microscopiques d’\u00e9nergie<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0C’est une\u00a0<\/span>quantit\u00e9 importante<\/span><\/a>\u00a0, cela d\u00e9pend de la taille du syst\u00e8me ou de la quantit\u00e9 de substance qu’il contient.\u00a0L’unit\u00e9 SI d’\u00a0<\/span>\u00e9nergie interne<\/span><\/strong>\u00a0est le\u00a0<\/span>joule (J)<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Il s’agit de l’\u00e9nergie contenue dans le syst\u00e8me, \u00e0 l’exclusion de l’\u00e9nergie cin\u00e9tique de mouvement du syst\u00e8me dans son ensemble et de l’\u00e9nergie potentielle du syst\u00e8me.\u00a0<\/span>Les formes microscopiques d’\u00e9nergie<\/span><\/strong>\u00a0comprennent celles dues \u00e0 la\u00a0<\/span>rotation<\/span><\/strong>\u00a0, aux\u00a0<\/span>vibrations, \u00e0 la translation<\/span><\/strong>\u00a0et aux\u00a0<\/span>interactions<\/span><\/strong>parmi les mol\u00e9cules d’une substance.\u00a0Aucune de ces formes d’\u00e9nergie ne peut \u00eatre mesur\u00e9e ou \u00e9valu\u00e9e directement, mais des techniques ont \u00e9t\u00e9 d\u00e9velopp\u00e9es pour \u00e9valuer la variation de la somme totale de toutes ces formes microscopiques d’\u00e9nergie.<\/span><\/p>\n

    De plus, l’\u00e9nergie peut \u00eatre stock\u00e9e dans les liaisons chimiques entre les atomes qui composent les mol\u00e9cules.\u00a0Ce stockage d’\u00e9nergie au niveau atomique comprend l’\u00e9nergie associ\u00e9e aux \u00e9tats orbitaux des \u00e9lectrons, au spin nucl\u00e9aire et aux forces de liaison dans le noyau.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

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    <\/div>\n

    \u00c9nergie microscopique<\/span><\/h2>\n

    L’\u00e9nergie interne<\/span><\/strong>\u00a0implique de l’\u00e9nergie \u00e0 l’\u00a0<\/span>\u00e9chelle microscopique<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Elle peut \u00eatre divis\u00e9e en \u00e9nergie potentielle microscopique,\u00a0<\/span>U\u00a0<\/span><\/em>pot<\/span><\/sub>\u00a0, et \u00e9nergie cin\u00e9tique microscopique,\u00a0<\/span>U\u00a0<\/span><\/em>kin<\/span><\/sub>\u00a0, composants:<\/span><\/p>\n

    U = U\u00a0<\/span>pot<\/span><\/sub>\u00a0+ U\u00a0<\/span>kin<\/span><\/sub><\/strong><\/p>\n

    \"\u00c9nergie<\/a>o\u00f9 l’\u00e9nergie cin\u00e9tique microscopique, U\u00a0<\/span>kin<\/span><\/sub>\u00a0, implique les\u00a0<\/span>mouvements<\/span><\/strong>\u00a0de toutes les particules du syst\u00e8me par rapport au cadre du centre de masse.\u00a0Pour un\u00a0<\/span>gaz monatomique<\/span><\/strong>\u00a0id\u00e9al\u00a0, ce n’est que l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie cin\u00e9tique de translation<\/span><\/strong>\u00a0du mouvement lin\u00e9aire des atomes.\u00a0Les particules monoatomiques ne tournent pas et ne vibrent pas.\u00a0Le comportement du syst\u00e8me est bien d\u00e9crit par la th\u00e9orie cin\u00e9tique des gaz.\u00a0La th\u00e9orie cin\u00e9tique est bas\u00e9e sur le fait que lors d’une\u00a0<\/span>collision \u00e9lastique<\/span><\/a>\u00a0entre une mol\u00e9cule \u00e0 haute \u00e9nergie cin\u00e9tique et une \u00e0 faible \u00e9nergie cin\u00e9tique, une partie de l’\u00e9nergie sera transf\u00e9r\u00e9e \u00e0 la mol\u00e9cule d’\u00e9nergie cin\u00e9tique inf\u00e9rieure.\u00a0Cependant, pour les\u00a0<\/span>gaz polyatomiques<\/span><\/strong>\u00a0il y a\u00a0<\/span>rotation<\/span><\/strong>\u00a0et<\/span>l’\u00e9nergie cin\u00e9tique vibrationnelle<\/span><\/strong>\u00a0aussi.<\/span><\/p>\n

    L’\u00e9nergie potentielle microscopique,\u00a0<\/span>U\u00a0<\/span>pot<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0, implique les\u00a0<\/span>liaisons chimiques<\/span><\/strong>\u00a0entre les atomes qui composent les mol\u00e9cules, les forces de liaison dans le noyau ainsi que les champs de force physiques au sein du syst\u00e8me (par exemple les champs \u00e9lectriques ou magn\u00e9tiques).<\/span><\/p>\n

    Dans les liquides et les solides, il existe une composante importante d’\u00e9nergie potentielle associ\u00e9e aux\u00a0<\/span>forces d’attraction intermol\u00e9culaires<\/span><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    Chaleur et travail<\/span><\/h2>\n

    Nous avons vu que l’\u00e9nergie interne change avec\u00a0<\/span>Q<\/span><\/strong>\u00a0, qui est la\u00a0<\/span>chaleur nette ajout\u00e9e<\/span><\/strong>\u00a0au syst\u00e8me et\u00a0<\/span>W<\/span><\/strong>\u00a0, qui est le\u00a0<\/span>travail net effectu\u00e9 par<\/span><\/strong>\u00a0le syst\u00e8me.\u00a0Nous examinons maintenant comment le travail effectu\u00e9 par et la chaleur ajout\u00e9e au syst\u00e8me pendant un processus thermodynamique d\u00e9pendent des d\u00e9tails de la fa\u00e7on dont le processus se d\u00e9roule.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    La chaleur en thermodynamique<\/span><\/h2>\n

    \"zeroth-law-of-thermodynamics-heat\"<\/a>Alors que\u00a0<\/span>l’\u00e9nergie interne<\/span><\/strong>\u00a0fait r\u00e9f\u00e9rence \u00e0 l’\u00e9nergie totale de toutes les mol\u00e9cules \u00e0 l’int\u00e9rieur de l’objet, la\u00a0<\/span>chaleur<\/span><\/strong>\u00a0est la quantit\u00e9 d’\u00e9nergie\u00a0<\/span>circulant<\/span><\/strong>\u00a0d’un corps \u00e0 un autre spontan\u00e9ment en raison de leur diff\u00e9rence de temp\u00e9rature.\u00a0<\/span>La chaleur<\/span><\/strong>\u00a0est une forme d’\u00e9nergie, mais c’est de l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie en transit<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0La chaleur n’est pas la propri\u00e9t\u00e9 d’un syst\u00e8me.\u00a0Cependant, le transfert d’\u00e9nergie sous forme de chaleur se produit au niveau mol\u00e9culaire en raison d’une\u00a0<\/span>diff\u00e9rence de temp\u00e9rature<\/span><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    Consid\u00e9rons un\u00a0<\/span>bloc de m\u00e9tal<\/span><\/strong>\u00a0\u00e0 haute temp\u00e9rature, compos\u00e9 d’atomes qui oscillent intens\u00e9ment autour de leur position moyenne.\u00a0<\/span>Aux basses temp\u00e9ratures<\/span><\/strong>\u00a0, les atomes continuent d’osciller, mais avec\u00a0<\/span>moins d’intensit\u00e9<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Si un bloc de m\u00e9tal plus chaud est mis en contact avec un bloc plus froid, les atomes oscillant intens\u00e9ment au bord du bloc plus chaud d\u00e9gagent son \u00e9nergie cin\u00e9tique aux atomes moins oscillants au bord du bloc froid.\u00a0Dans ce cas, il y a\u00a0<\/span>un transfert d’\u00e9nergie<\/span><\/strong>\u00a0entre ces deux blocs et\u00a0<\/span>des flux<\/span><\/strong>\u00a0de\u00a0chaleur<\/strong>\u00a0du bloc le plus chaud vers le bloc le plus froid par ces vibrations al\u00e9atoires.<\/span><\/p>\n

    En g\u00e9n\u00e9ral, lorsque deux objets sont mis en\u00a0<\/span>contact thermique<\/span><\/strong>\u00a0, la\u00a0<\/span>chaleur circule<\/span><\/strong>\u00a0entre eux\u00a0<\/span>jusqu’\u00e0 ce<\/span><\/strong>\u00a0qu’ils\u00a0<\/span>s’\u00e9quilibrent<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Lorsqu’il\u00a0existe\u00a0une\u00a0<\/span>diff\u00e9rence de temp\u00e9rature<\/span><\/strong>\u00a0, la chaleur circule spontan\u00e9ment\u00a0<\/span>du syst\u00e8me le plus chaud vers le syst\u00e8me le plus froid<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Le transfert de chaleur se produit par\u00a0<\/span>conduction<\/span><\/strong>\u00a0ou par\u00a0<\/span>rayonnement thermique<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Lorsque le\u00a0<\/span>flux de chaleur s’arr\u00eate<\/span><\/strong>\u00a0, on dit qu’ils sont \u00e0 la\u00a0<\/span>m\u00eame temp\u00e9rature<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0On dit alors qu’ils sont en\u00a0<\/span>\u00e9quilibre thermique<\/span><\/strong><\/a>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    Comme pour le travail, la quantit\u00e9 de chaleur transf\u00e9r\u00e9e\u00a0<\/span>d\u00e9pend du chemin<\/span><\/strong>\u00a0et non pas simplement des conditions initiales et finales du syst\u00e8me.\u00a0Il existe en fait plusieurs fa\u00e7ons de transporter le gaz de l’\u00e9tat i \u00e0 l’\u00e9tat f.<\/span><\/p>\n

    De m\u00eame, comme pour le travail, il est important de faire la distinction entre la\u00a0<\/span>chaleur ajout\u00e9e<\/span><\/strong>\u00a0\u00e0 un syst\u00e8me de son environnement et la\u00a0<\/span>chaleur retir\u00e9e<\/span><\/strong>\u00a0d’un syst\u00e8me \u00e0 son environnement.\u00a0Q est positif pour la chaleur ajout\u00e9e au syst\u00e8me, donc si la chaleur quitte le syst\u00e8me, Q est n\u00e9gatif.\u00a0Parce que W dans l’\u00e9quation est le travail effectu\u00e9 par le syst\u00e8me, alors si le travail est effectu\u00e9 sur le syst\u00e8me, W sera n\u00e9gatif et E\u00a0<\/span>int<\/span><\/sub>\u00a0augmentera.<\/span><\/p>\n

    Le symbole\u00a0<\/span>q<\/span><\/strong>\u00a0est parfois utilis\u00e9 pour indiquer la chaleur ajout\u00e9e ou retir\u00e9e d’un syst\u00e8me\u00a0<\/span>par unit\u00e9 de masse<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Il est \u00e9gal \u00e0 la chaleur totale (Q) ajout\u00e9e ou retir\u00e9e divis\u00e9e par la masse (m).<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    Capacit\u00e9 thermique<\/span><\/h2>\n

    \"Tableau<\/a>Diff\u00e9rentes substances<\/span><\/strong>\u00a0sont affect\u00e9es \u00e0\u00a0<\/span>diff\u00e9rentes grandeurs<\/span><\/strong>\u00a0par l’\u00a0<\/span>ajout de chaleur<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Lorsqu’une quantit\u00e9 donn\u00e9e de chaleur est ajout\u00e9e \u00e0 diff\u00e9rentes substances, leurs temp\u00e9ratures augmentent de diff\u00e9rentes quantit\u00e9s.\u00a0Cette\u00a0<\/span>constante de proportionnalit\u00e9<\/span><\/strong>\u00a0entre la\u00a0<\/span>chaleur Q<\/span><\/strong>\u00a0que l’objet absorbe ou perd et la\u00a0<\/span>variation de temp\u00e9rature T<\/span><\/strong>\u00a0r\u00e9sultante\u00a0de l’objet est appel\u00e9e\u00a0<\/span>capacit\u00e9 calorifique C<\/span><\/strong>\u00a0d’un objet.<\/span><\/p>\n

    C = Q \/ \u0394T<\/span><\/strong><\/em><\/p>\n

    La capacit\u00e9 calorifique<\/span><\/strong>\u00a0est une\u00a0<\/span>propri\u00e9t\u00e9 \u00e9tendue<\/span><\/a>\u00a0de la mati\u00e8re, ce qui signifie qu’elle est proportionnelle \u00e0 la taille du syst\u00e8me.\u00a0<\/span>La capacit\u00e9 calorifique C<\/span><\/strong>\u00a0a l’unit\u00e9 d’\u00e9nergie par degr\u00e9 ou d’\u00e9nergie par kelvin.\u00a0Lorsqu’elle exprime le m\u00eame ph\u00e9nom\u00e8ne qu’une\u00a0<\/span>propri\u00e9t\u00e9 intensive<\/span><\/a>\u00a0, la\u00a0<\/span>capacit\u00e9 thermique<\/span><\/strong>\u00a0est divis\u00e9e par la quantit\u00e9 de substance, de masse ou de volume, donc la quantit\u00e9 est ind\u00e9pendante de la taille ou de l’\u00e9tendue de l’\u00e9chantillon.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    La capacit\u00e9 thermique sp\u00e9cifique<\/span><\/h2>\n

    La\u00a0<\/span>capacit\u00e9 thermique<\/span><\/strong>\u00a0d’une substance par unit\u00e9 de masse est appel\u00e9e\u00a0<\/span>capacit\u00e9 thermique sp\u00e9cifique (c\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub>\u00a0)<\/span><\/strong>\u00a0de la substance.\u00a0L’indice p indique que la capacit\u00e9 thermique et\u00a0<\/span>la capacit\u00e9 thermique sp\u00e9cifique<\/span><\/strong>\u00a0s’appliquent lorsque la chaleur est ajout\u00e9e ou retir\u00e9e\u00a0<\/span>\u00e0 pression constante<\/span><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    c\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub>\u00a0= Q \/ m\u0394T<\/span><\/em><\/strong><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    Capacit\u00e9 thermique sp\u00e9cifique du gaz parfait<\/span><\/h2>\n

    Dans le\u00a0<\/span>mod\u00e8le de gaz parfait<\/span><\/a>\u00a0, les\u00a0<\/span>propri\u00e9t\u00e9s intensives\u00a0<\/span>c\u00a0<\/span>v<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0et\u00a0<\/span>c\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub><\/strong><\/em>\u00a0sont d\u00e9finies pour les substances compressibles pures et simples comme des d\u00e9riv\u00e9es partielles de l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie interne\u00a0<\/span>u (T, v)<\/span><\/em><\/strong>\u00a0et de l’\u00a0<\/span>enthalpie\u00a0<\/span>h (T, p)<\/span><\/em><\/strong>\u00a0, respectivement:<\/span><\/p>\n

    \"Chaleur<\/a><\/p>\n

    o\u00f9 les indices\u00a0<\/span>v<\/span><\/strong>\u00a0et\u00a0<\/span>p<\/span><\/strong>\u00a0d\u00e9signent les variables maintenues fixes pendant la diff\u00e9renciation.\u00a0Les propri\u00e9t\u00e9s\u00a0<\/span>c\u00a0<\/span>v<\/span><\/sub>\u00a0<\/strong>et\u00a0<\/span>c\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0sont appel\u00e9es\u00a0<\/span>chaleurs sp\u00e9cifiques<\/span><\/strong>\u00a0(ou\u00a0<\/span>capacit\u00e9s calorifiques<\/span><\/strong>\u00a0) car dans certaines conditions particuli\u00e8res, elles relient le changement de temp\u00e9rature d’un syst\u00e8me \u00e0 la quantit\u00e9 d’\u00e9nergie ajout\u00e9e par transfert de chaleur.\u00a0Les unit\u00e9s SI sont\u00a0<\/span>J \/ kg K<\/span><\/strong>\u00a0ou\u00a0<\/span>J \/ mole K<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Deux chaleurs sp\u00e9cifiques sont d\u00e9finies pour les gaz, une pour\u00a0<\/span>un volume constant (c\u00a0<\/span>v<\/span><\/sub>\u00a0)<\/span><\/strong>\u00a0et une pour\u00a0<\/span>une pression constante (c\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub>\u00a0)<\/span><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    \"Chaleur<\/a>Selon la\u00a0<\/span>premi\u00e8re loi de la thermodynamique<\/span><\/strong>\u00a0, pour un proc\u00e9d\u00e9 \u00e0 volume constant avec un gaz parfait monatomique, la chaleur sp\u00e9cifique molaire sera:<\/span><\/p>\n

    C\u00a0<\/span>v<\/span><\/sub>\u00a0= 3 \/ 2R = 12,5 J \/ mol K<\/span><\/em><\/strong><\/p>\n

    car<\/span><\/p>\n

    U = 3 \/ 2nRT<\/span><\/em><\/strong><\/p>\n

    On peut d\u00e9duire que la\u00a0<\/span>chaleur sp\u00e9cifique molaire<\/span><\/strong>\u00a0\u00e0 pression constante est:<\/span><\/p>\n

    C\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub>\u00a0= C\u00a0<\/span>v<\/span><\/sub>\u00a0+ R = 5 \/ 2R = 20,8 J \/ mol K<\/span><\/strong><\/em><\/p>\n

    Ce\u00a0<\/span>C\u00a0<\/span>p<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0est sup\u00e9rieur \u00e0 la chaleur sp\u00e9cifique molaire \u00e0 volume constant\u00a0<\/span>C\u00a0<\/span>v<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0, car il faut d\u00e9sormais fournir de l’\u00e9nergie\u00a0<\/span>non seulement<\/span><\/strong>\u00a0pour\u00a0<\/span>\u00e9lever la temp\u00e9rature<\/span><\/strong>\u00a0du gaz mais aussi pour que le\u00a0<\/span>gaz fonctionne<\/span><\/strong>\u00a0car dans ce cas le volume change.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    La chaleur latente de vaporisation<\/span><\/h2>\n
    \"Chaleur<\/a>
    La chaleur de vaporisation diminue avec l’augmentation de la pression, tandis que le point d’\u00e9bullition augmente.\u00a0Elle dispara\u00eet compl\u00e8tement \u00e0 un certain point appel\u00e9 le point critique.<\/span><\/figcaption><\/figure>\n

    En g\u00e9n\u00e9ral, lorsqu’un mat\u00e9riau\u00a0<\/span>change de phase<\/span><\/strong>\u00a0du solide au liquide, ou du liquide au gaz, une certaine quantit\u00e9 d’\u00e9nergie est impliqu\u00e9e dans ce changement de phase.\u00a0En cas de changement de phase liquide en gaz, cette quantit\u00e9 d’\u00e9nergie est connue sous le nom d’\u00a0<\/span>enthalpie de vaporisation<\/span><\/strong><\/a>\u00a0, (symbole \u2206H\u00a0<\/span>vap<\/span><\/sub>\u00a0; unit\u00e9: J) \u00e9galement connue sous le nom de\u00a0<\/span>chaleur (latente) de vaporisation<\/span><\/strong>\u00a0ou chaleur d’\u00e9vaporation.\u00a0La chaleur latente est la quantit\u00e9 de chaleur ajout\u00e9e ou retir\u00e9e d’une substance pour produire un changement de phase.\u00a0Cette \u00e9nergie d\u00e9compose les forces d’attraction intermol\u00e9culaires, et doit \u00e9galement fournir l’\u00e9nergie n\u00e9cessaire \u00e0 l’expansion du gaz (le\u00a0<\/span>travail p\u0394V<\/span><\/strong>).\u00a0Lorsque de la chaleur latente est ajout\u00e9e, aucun changement de temp\u00e9rature ne se produit.\u00a0L’enthalpie de vaporisation est fonction de la pression \u00e0 laquelle cette transformation a lieu.<\/span><\/p>\n

    Chaleur latente de vaporisation – eau \u00e0 0,1 MPa (pression atmosph\u00e9rique)<\/span><\/p>\n

    h\u00a0<\/span>lg<\/span><\/sub>\u00a0= 2257 kJ \/ kg<\/span><\/strong><\/p>\n

    Chaleur latente de vaporisation – eau \u00e0 3 MPa (pression \u00e0 l’int\u00e9rieur d’un g\u00e9n\u00e9rateur de vapeur)<\/span><\/p>\n

    h\u00a0<\/span>lg<\/span><\/sub>\u00a0= 1795 kJ \/ kg<\/span><\/strong><\/p>\n

    Chaleur latente de vaporisation – eau \u00e0 16 MPa (pression \u00e0 l’int\u00e9rieur d’un\u00a0<\/span>pressuriseur<\/span><\/a>\u00a0)<\/span><\/p>\n

    h\u00a0<\/span>lg<\/span><\/sub>\u00a0= 931 kJ \/ kg<\/span><\/strong><\/p>\n

    La\u00a0<\/span>chaleur de vaporisation<\/span><\/strong>\u00a0diminue avec l’augmentation de la pression, tandis que le\u00a0<\/span>point d’\u00e9bullition<\/span><\/a>\u00a0augmente.\u00a0Elle dispara\u00eet compl\u00e8tement \u00e0 un certain point appel\u00e9 le\u00a0<\/span>point critique<\/span><\/a>\u00a0.\u00a0Au-dessus du point critique, les phases liquide et vapeur sont indiscernables et la substance est appel\u00e9e\u00a0<\/span>fluide supercritique<\/span><\/a>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    La chaleur de vaporisation est la chaleur n\u00e9cessaire pour vaporiser compl\u00e8tement une unit\u00e9 de\u00a0<\/span>liquide satur\u00e9<\/span><\/a>\u00a0(ou condenser une unit\u00e9 de masse de vapeur satur\u00e9e) et elle est \u00e9gale \u00e0\u00a0<\/span>h\u00a0<\/span>lg<\/span><\/sub>\u00a0= h\u00a0<\/span>g<\/span><\/sub>\u00a0– h\u00a0<\/span>l<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    La chaleur n\u00e9cessaire pour faire fondre (ou geler) une masse unitaire \u00e0 la substance \u00e0 pression constante est la chaleur de fusion et est \u00e9gale \u00e0\u00a0<\/span>h\u00a0<\/span>sl<\/span><\/sub>\u00a0= h\u00a0<\/span>l<\/span><\/sub>\u00a0– h\u00a0<\/span>s<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0, o\u00f9 h\u00a0<\/span>s<\/span><\/sub>\u00a0est l’enthalpie du solide satur\u00e9 et h\u00a0<\/span>l<\/span><\/sub>\u00a0est l’enthalpie du liquide satur\u00e9.<\/span><\/p>\n

    \"Changements<\/a>
    Chaleur latente de vaporisation – eau \u00e0 0,1 MPa.\u00a0Partie dominante de la chaleur absorb\u00e9e.<\/span><\/figcaption><\/figure>\n<\/div>\n<\/div>\n
    \n
    \n
    <\/div>\n

    Travail en thermodynamique<\/span><\/h2>\n

    En thermodynamique, le\u00a0<\/span>travail<\/span><\/strong>\u00a0effectu\u00e9 par un syst\u00e8me est l’\u00e9nergie transf\u00e9r\u00e9e par le syst\u00e8me \u00e0 son environnement.\u00a0L’\u00e9nergie cin\u00e9tique, l’\u00e9nergie potentielle et l’\u00e9nergie interne sont des formes d’\u00e9nergie qui sont les propri\u00e9t\u00e9s d’un syst\u00e8me.\u00a0<\/span>Le travail est une forme d’\u00e9nergie<\/span><\/strong>\u00a0, mais c’est de l’\u00a0<\/span>\u00e9nergie en transit<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Un syst\u00e8me ne contient aucun travail, le travail est un processus effectu\u00e9 par ou sur un syst\u00e8me.\u00a0En g\u00e9n\u00e9ral, le travail est d\u00e9fini pour les syst\u00e8mes m\u00e9caniques comme l’action d’une force sur un objet \u00e0 travers une distance.<\/span><\/p>\n

    W = F.\u00a0r\u00e9<\/span><\/em><\/strong><\/p>\n

    o\u00f9:<\/span><\/p>\n

    W = travail (J)<\/span><\/p>\n

    F = force (N)<\/span><\/p>\n

    d = d\u00e9placement (m)<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    p\u0394V travail<\/span><\/h2>\n
    \"pdV<\/a>
    p\u0394V Le travail est \u00e9gal \u00e0 l’aire sous la courbe de processus trac\u00e9e sur le diagramme pression-volume.<\/span><\/figcaption><\/figure>\n

    Le travail pression-volume (ou\u00a0travail\u00a0<\/strong><\/span>p\u0394V<\/span><\/em><\/strong>\u00a0) se produit lorsque le volume\u00a0V<\/em>\u00a0d’un syst\u00e8me change.\u00a0Le\u00a0travail\u00a0<\/strong>p\u0394V<\/em><\/strong>\u00a0est \u00e9gal \u00e0 l’aire sous la courbe de processus trac\u00e9e sur le diagramme pression-volume.\u00a0Il est \u00e9galement connu comme l’\u00a0ouvrage de d\u00e9limitation<\/strong>\u00a0.\u00a0Le travail aux limites<\/strong>\u00a0\u00a0se produit parce que la masse de la substance contenue dans les limites du syst\u00e8me provoque une force, la pression multipli\u00e9e par la surface, pour agir sur la surface des limites et la faire bouger.\u00a0Le travail aux limites<\/strong>\u00a0\u00a0(ou\u00a0\u00a0travail\u00a0<\/strong>p\u0394V<\/strong><\/em>\u00a0) se produit lorsque le\u00a0\u00a0volume\u00a0<\/strong>V<\/strong><\/em>\u00a0d’un syst\u00e8me change<\/strong>\u00a0.\u00a0Il est utilis\u00e9 pour calculer le travail de d\u00e9placement du piston dans un\u00a0\u00a0syst\u00e8me ferm\u00e9<\/strong><\/span>\u00a0<\/strong>\u00a0<\/em><\/strong>\u00a0<\/strong>\u00a0<\/strong>.\u00a0C’est ce qui se produit lorsque de la\u00a0\u00a0<\/span>vapeur<\/span><\/strong><\/a>\u00a0ou du gaz contenu dans un piston-cylindre se dilate contre le piston et force le piston \u00e0 se d\u00e9placer.<\/span><\/p>\n

    Exemple:<\/span><\/strong><\/p>\n

    Consid\u00e9rons un piston sans\u00a0friction qui est utilis\u00e9 pour fournir une pression constante de\u00a0<\/span>500 kPa<\/span><\/strong>\u00a0en une vapeur contenant de cylindre (\u00a0<\/span>vapeur surchauff\u00e9e<\/span><\/a>\u00a0) d’un volume de\u00a0<\/span>2 m\u00a0<\/span><\/strong>3<\/span><\/sup><\/strong>\u00a0\u00a0\u00e0\u00a0<\/span>500 K<\/span><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    Calculez la temp\u00e9rature finale, si\u00a0<\/span>3000 kJ<\/span><\/strong>\u00a0de\u00a0<\/span>chaleur<\/span><\/strong>\u00a0sont ajout\u00e9s.<\/span><\/p>\n

    Solution:<\/span><\/strong><\/p>\n

    En utilisant\u00a0<\/span>des tables \u00e0 vapeur,<\/span><\/a>\u00a0nous savons que l’\u00a0<\/span>enthalpie sp\u00e9cifique<\/span><\/strong>\u00a0de cette vapeur (500 kPa; 500 K) est d’environ\u00a0<\/span>2912 kJ \/ kg<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0\u00c9tant donn\u00e9 qu’\u00e0 cette condition, la vapeur a une densit\u00e9 de 2,2 kg \/ m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0, alors nous savons qu’il y a environ\u00a0<\/span>4,4 kg de vapeur<\/span><\/strong>\u00a0dans le piston \u00e0 l’enthalpie de 2912 kJ \/ kg x 4,4 kg =\u00a0<\/span>12812 kJ<\/span><\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    Lorsque nous utilisons simplement\u00a0<\/span>Q = H\u00a0<\/span><\/strong>2<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0– H\u00a0<\/span><\/strong>1<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0, l’enthalpie de vapeur r\u00e9sultante sera alors:<\/span><\/p>\n

    H\u00a0<\/span>2<\/span><\/sub>\u00a0= H\u00a0<\/span>1<\/span><\/sub>\u00a0+ Q =\u00a0<\/span>15812 kJ<\/span><\/strong><\/p>\n

    A partir\u00a0<\/span>des tables \u00e0 vapeur<\/span><\/strong>\u00a0, une telle vapeur surchauff\u00e9e (15812 \/ 4,4 = 3593 kJ \/ kg) aura une temp\u00e9rature de\u00a0<\/span>828 K (555 \u00b0 C)<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Comme \u00e0 cette enthalpie, la vapeur a une densit\u00e9 de 1,31 kg \/ m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0, il est \u00e9vident qu’elle a augment\u00e9 d’environ 2,2 \/ 1,31 = 1,67 (+ 67%).\u00a0Par cons\u00e9quent, le volume r\u00e9sultant est de 2 m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0x 1,67 = 3,34 m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0et \u2206V = 3,34 m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0– 2 m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0= 1,34 m\u00a0<\/span>3<\/span><\/sup>\u00a0.<\/span><\/p>\n

    La\u00a0partie\u00a0<\/span>p\u2206V<\/span><\/strong>\u00a0de l’enthalpie, c’est-\u00e0-dire le travail effectu\u00e9 est:<\/span><\/p>\n

    W = p\u2206V = 500 000 Pa x 1,34 m\u00a0<\/span><\/strong>3<\/span><\/sup><\/strong>\u00a0= 670 kJ<\/span><\/strong><\/p>\n

    \u2014\u2014\u2014\u2013<\/span><\/p>\n

    Pendant le\u00a0<\/span>changement de volume<\/span><\/strong>\u00a0, la\u00a0<\/span>pression<\/span><\/strong>\u00a0et la\u00a0<\/span>temp\u00e9rature<\/span><\/strong>\u00a0peuvent \u00e9galement changer.\u00a0Pour calculer de tels processus, nous aurions besoin de savoir comment la pression varie avec le volume pour le processus r\u00e9el par lequel le syst\u00e8me passe\u00a0<\/span>de l’\u00e9tat i \u00e0 l’\u00e9tat f<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0La\u00a0<\/span>premi\u00e8re loi de la thermodynamique<\/span><\/strong>\u00a0et du travail peut alors s’exprimer comme:<\/span><\/p>\n

    \"Travail<\/a><\/p>\n

    \"Travail<\/a>
    Le travail effectu\u00e9 par le syst\u00e8me d\u00e9pend non seulement des \u00e9tats initial et final, mais aussi des \u00e9tats interm\u00e9diaires, c’est-\u00e0-dire du chemin.<\/span><\/figcaption><\/figure>\n

    Lorsqu’un syst\u00e8me thermodynamique passe d’un\u00a0<\/span>\u00e9tat initial<\/span><\/strong>\u00a0\u00e0 un\u00a0<\/span>\u00e9tat final<\/span><\/strong>\u00a0, il passe par une\u00a0<\/span>s\u00e9rie d’\u00e9tats interm\u00e9diaires<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Nous appelons cette s\u00e9rie d’\u00e9tats un\u00a0<\/span>chemin<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Il existe toujours une infinit\u00e9 de possibilit\u00e9s diff\u00e9rentes pour ces \u00e9tats interm\u00e9diaires.\u00a0Quand ce sont tous des \u00e9tats d’\u00e9quilibre, le chemin peut \u00eatre trac\u00e9 sur un\u00a0<\/span>diagramme pV<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0L’une des conclusions les plus importantes est que:<\/span><\/p>\n

    Le travail effectu\u00e9 par le syst\u00e8me d\u00e9pend non seulement des \u00e9tats initial et final, mais aussi des \u00e9tats interm\u00e9diaires, c’est-\u00e0-dire du chemin.<\/span><\/em><\/p>\n

    Q et W d\u00e9pendent du chemin, tandis que \u0394E\u00a0<\/span><\/strong>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0est ind\u00e9pendant du chemin.\u00a0<\/span><\/strong>Comme le montre l’image (diagramme pV), le travail est une variable d\u00e9pendante du chemin.\u00a0La zone bleue repr\u00e9sente le\u00a0travail\u00a0<\/strong><\/span>p\u0394V<\/span><\/em><\/strong>\u00a0effectu\u00e9 par un syst\u00e8me lorsqu’il passe d’un \u00e9tat initial i \u00e0 un \u00e9tat final f.\u00a0Le travail W est positif car le volume du syst\u00e8me augmente.\u00a0Le deuxi\u00e8me processus montre que le travail est plus important et que cela d\u00e9pend du chemin du processus.<\/span><\/p>\n

    De plus, nous pouvons faire passer le syst\u00e8me \u00e0 travers une s\u00e9rie d’\u00e9tats formant une\u00a0<\/span>boucle ferm\u00e9e<\/span><\/strong>\u00a0, tels que\u00a0<\/span>i \u21d2 f \u21d2 i<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Dans ce cas, l’\u00a0<\/span>\u00e9tat final est le m\u00eame que l’\u00e9tat initial<\/span><\/strong>\u00a0, mais le\u00a0<\/span>travail total effectu\u00e9<\/span><\/strong>\u00a0par le syst\u00e8me\u00a0<\/span>n’est pas nul<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Une valeur positive pour le travail indique que le travail est effectu\u00e9 par le syst\u00e8me sur son environnement.\u00a0Une valeur n\u00e9gative indique que le travail est effectu\u00e9 sur le syst\u00e8me par son environnement.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    <\/div>\n<\/div>\n
    \n
    \n

    Exemple: travaux sp\u00e9cifiques aux turbines<\/span><\/h2>\n
    \"thermodynamique<\/a>
    Cycle de Rankine – La thermodynamique comme science de la conversion d’\u00e9nergie<\/span><\/figcaption><\/figure>\n

    Un\u00a0<\/span>\u00e9tage haute pression<\/span><\/strong>\u00a0de\u00a0<\/span>turbine \u00e0 vapeur<\/span><\/strong>\u00a0fonctionne \u00e0 l’\u00e9tat stable avec des conditions d’entr\u00e9e de \u00a0\u00a0<\/span>6 MPa<\/span><\/strong>\u00a0,\u00a0<\/span>t = 275,6 \u00b0 C<\/span><\/strong>\u00a0, x = 1 (point C).\u00a0La vapeur sort de cet \u00e9tage de turbine \u00e0 une pression de\u00a0<\/span>1,15 MPa<\/span><\/strong>\u00a0,\u00a0<\/span>186 \u00b0 C<\/span><\/strong>\u00a0et\u00a0<\/span>x = 0,87<\/span><\/strong>\u00a0(point D).\u00a0Calculez la diff\u00e9rence d’enthalpie entre ces deux \u00e9tats.\u00a0D\u00e9terminez le transfert de travail sp\u00e9cifique.<\/span><\/p>\n

    L’\u00a0<\/span>enthalpie<\/span><\/a>\u00a0pour l’\u00e9tat C peut \u00eatre pr\u00e9lev\u00e9e directement dans\u00a0<\/span>les tables<\/span><\/strong><\/a>\u00a0de\u00a0vapeur<\/strong><\/a>\u00a0, tandis que l’enthalpie pour l’\u00e9tat D doit \u00eatre calcul\u00e9e en utilisant\u00a0<\/span>la qualit\u00e9 de la vapeur<\/span><\/a>\u00a0:<\/span><\/p>\n

    h\u00a0<\/span><\/em><\/strong>1, humide<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0=<\/span><\/em><\/strong>\u00a02785 kJ \/ kg<\/span><\/strong><\/p>\n

    h\u00a0<\/span><\/em><\/strong>2, humide<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0= h\u00a0<\/span><\/em><\/strong>2, s<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0x + (1 – x) h\u00a0<\/span><\/em><\/strong>2, l<\/span><\/sub><\/em><\/strong>\u00a0\u00a0= 2782.\u00a00,87 + (1 – 0,87).\u00a0790 = 2420 + 103 =<\/span>\u00a02523 kJ \/ kg<\/span><\/strong><\/p>\n

    \u0394h = 262 kJ \/ kg<\/span><\/strong><\/p>\n

    Puisque dans le processus adiabatique\u00a0<\/span>dh = dw<\/span><\/strong>\u00a0,\u00a0<\/span>\u0394h = 262 kJ \/ kg est<\/span><\/strong>\u00a0le\u00a0<\/span>travail sp\u00e9cifique de<\/span><\/strong>\u00a0la\u00a0turbine<\/strong>\u00a0.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n

    \n
    \n
    <\/div>\n

    Quatre cas particuliers de le premi\u00e8re principe de la thermodynamique<\/span><\/h2>\n

    La premi\u00e8re loi de la thermodynamique trouve application dans plusieurs cas particuliers:<\/span><\/p>\n

    Processus adiabatique:<\/span><\/strong><\/p>\n

    Un\u00a0<\/span>processus adiabatique<\/span><\/strong>\u00a0est un\u00a0processus<\/strong>\u00a0dans lequel il n’y a\u00a0<\/span>pas de transfert de chaleur<\/span><\/strong>\u00a0dans ou hors du syst\u00e8me.\u00a0Elle se produit\u00a0<\/span>tr\u00e8s rapidement<\/span><\/strong>\u00a0ou un syst\u00e8me est\u00a0<\/span>bien isol\u00e9<\/span><\/strong>\u00a0, aucun transfert d’\u00e9nergie car la chaleur se produit entre le syst\u00e8me et son environnement.\u00a0Donc\u00a0<\/span>dQ = 0<\/span><\/strong>\u00a0dans le premi\u00e8re principe de la thermodynamique, qui est alors:<\/span><\/p>\n

    dQ = 0, dE\u00a0<\/span><\/strong>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= – dW<\/span><\/strong><\/p>\n

    Processus isochorique:<\/span><\/strong><\/p>\n

    Un\u00a0<\/span>processus isochore<\/span><\/strong>\u00a0est un\u00a0processus<\/strong>\u00a0dans lequel il n’y a\u00a0<\/span>pas de changement de volume<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Un processus isochore est un processus \u00e0 volume constant.\u00a0Lorsque le volume d’un syst\u00e8me thermodynamique est constant, il ne\u00a0<\/span>fonctionne pas<\/span><\/strong>\u00a0sur son environnement.\u00a0Donc\u00a0<\/span>dW = 0<\/span><\/strong>\u00a0dans le premi\u00e8re principe de la thermodynamique, qui est alors:<\/span><\/p>\n

    dW = 0, dE\u00a0<\/span><\/strong>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= dQ<\/span><\/strong><\/p>\n

    Dans un\u00a0<\/span>processus isochore<\/span><\/strong>\u00a0, toute l’\u00e9nergie ajout\u00e9e sous forme de chaleur (c’est-\u00e0-dire Q est positive) reste dans le syst\u00e8me sous forme d’augmentation de l’\u00e9nergie interne (\u00a0<\/span>augmentation de la temp\u00e9rature<\/span><\/strong>\u00a0).<\/span><\/p>\n

    Processus cyclique:<\/span><\/strong><\/p>\n

    Un processus qui ram\u00e8ne finalement un syst\u00e8me \u00e0 son \u00e9tat initial est appel\u00e9\u00a0<\/span>processus cyclique<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0\u00c0 la fin d’un cycle, toutes les propri\u00e9t\u00e9s ont la m\u00eame valeur qu’au d\u00e9but.<\/span><\/p>\n

    Pour un tel processus, l’\u00e9tat final est le m\u00eame que l’\u00e9tat initial, et donc le\u00a0<\/span>changement d’\u00e9nergie interne total doit \u00eatre nul<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0La vapeur (eau) qui circule dans une boucle de refroidissement ferm\u00e9e subit un cycle.\u00a0La premi\u00e8re loi de la thermodynamique est alors:<\/span><\/p>\n

    dE\u00a0<\/span><\/strong>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= 0, dQ = dW<\/span><\/strong><\/p>\n

    Ainsi, le\u00a0<\/span>travail net effectu\u00e9 au<\/span><\/strong>\u00a0cours du processus doit \u00eatre exactement \u00e9gal \u00e0 la quantit\u00e9 nette d’\u00e9nergie transf\u00e9r\u00e9e sous forme de chaleur.<\/span><\/p>\n

    Expansion gratuite:<\/span><\/strong><\/p>\n

    Il s’agit d’un\u00a0\u00a0<\/span>processus adiabatique<\/span><\/strong>\u00a0dans lequel\u00a0<\/span>aucun transfert de chaleur ne<\/span><\/strong>\u00a0se produit entre le syst\u00e8me et son environnement et\u00a0<\/span>aucun travail n’est effectu\u00e9<\/span><\/strong>\u00a0sur ou par le syst\u00e8me.\u00a0Ces types de processus adiabatiques sont appel\u00e9s\u00a0<\/span>expansion libre<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Il s’agit d’un\u00a0<\/span>processus irr\u00e9versible<\/span><\/strong>\u00a0dans lequel un gaz se d\u00e9tend dans une chambre sous vide isol\u00e9e.\u00a0Il est \u00e9galement appel\u00e9\u00a0<\/span>expansion Joule<\/span><\/strong>\u00a0.\u00a0Pour un gaz parfait, la temp\u00e9rature ne change pas (voir:\u00a0<\/span>Deuxi\u00e8me loi de Joule<\/span><\/strong><\/a>\u00a0), cependant, les vrais gaz subissent un changement de temp\u00e9rature pendant la d\u00e9tente libre.\u00a0En expansion libre Q = W = 0, et le premi\u00e8re principe exige que:<\/span><\/p>\n

    dE\u00a0<\/span><\/strong>int<\/span><\/sub><\/strong>\u00a0= 0<\/span><\/strong><\/p>\n

    Une expansion libre ne peut pas \u00eatre trac\u00e9e sur un diagramme PV, car le processus est rapide et non quasi statique.\u00a0Les \u00e9tats interm\u00e9diaires ne sont pas des \u00e9tats d’\u00e9quilibre, et donc la pression n’est pas clairement d\u00e9finie.<\/span><\/p>\n<\/div>\n<\/div>\n<\/div>\n<\/div>\n

    ……………………………………………………………………………………………………………………………….<\/p>\n

    Cet article est bas\u00e9 sur la traduction automatique de l’article original en anglais. Pour plus d’informations, voir l’article en anglais. Pouvez vous nous aider Si vous souhaitez corriger la traduction, envoyez-la \u00e0 l’adresse: translations@nuclear-power.com ou remplissez le formulaire de traduction en ligne. Nous appr\u00e9cions votre aide, nous mettrons \u00e0 jour la traduction le plus rapidement possible. Merci<\/p>\n","protected":false},"excerpt":{"rendered":"

    dEint = dQ – dW.\u00a0C’est le premi\u00e8re principe de la thermodynamique (1\u00e8re loi) et c’est le principe de la conservation de l’\u00e9nergie.\u00a0Une des plus belles propri\u00e9t\u00e9s de l’ing\u00e9nierie.\u00a0G\u00e9nie thermique Premi\u00e8re loi de la thermodynamique L’augmentation de l’\u00e9nergie interne d’un syst\u00e8me ferm\u00e9 est \u00e9gale \u00e0 la chaleur fournie au syst\u00e8me moins le travail effectu\u00e9. IntE\u00a0int\u00a0= Q … Lire la suite<\/a><\/p>\n","protected":false},"author":1,"featured_media":0,"comment_status":"closed","ping_status":"closed","sticky":false,"template":"","format":"standard","meta":[],"categories":[8],"tags":[],"yoast_head":"\nQuelle est la premi\u00e8re loi de la thermodynamique - D\u00e9finition<\/title>\n<meta name=\"description\" content=\"dEint = dQ - dW. C'est la premi\u00e8re loi de la thermodynamique (1\u00e8re loi) et c'est le principe de la conservation de l'\u00e9nergie. 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