Gaz parfait
Le gaz parfait est un modèle thermodynamique décrivant le comportement des gaz réels à basse pression.
Ce modèle a été développé du milieu du Modèle:S mini- siècleModèle:Vérification siècle au milieu du Modèle:S mini- siècleModèle:Vérification siècle et formalisé au Modèle:S mini- siècleModèle:Vérification siècle. Il est fondé sur l'observation expérimentale selon laquelle tous les gaz tendent vers ce comportement à pression suffisamment basse, quelle que soit la nature chimique du gaz, ce qu'exprime la loi d'Avogadro, énoncée en 1811 : la relation entre la pression, le volume et la température est, dans ces conditions, indépendante de la nature du gaz. Cette propriété s'explique par le fait que lorsque la pression est faible, les molécules de gaz sont suffisamment éloignées les unes des autres pour que l'on puisse négliger les interactions électrostatiques qui dépendent, elles, de la nature du gaz (molécules plus ou moins polaires). De nombreux gaz réels vérifient avec une excellente approximation le modèle du gaz parfait dans les conditions normales. C'est le cas des gaz principaux de l'air, le diazote Modèle:Fchim et le dioxygène Modèle:O2.
Description d'un gaz parfait
Sur le plan macroscopique, on appelle gaz parfait tout gaz vérifiant simultanément les :
- loi de Boyle-Mariotte : à température constante, le produit de la pression <math>P</math> par le volume <math>V</math>, <math>PV</math>, est constant lorsque la pression est faible,
- loi d'Avogadro : tous les gaz parfaits ont le même volume molaire <math>V_{m}</math> dans les mêmes conditions de pression et de température,
- loi de Charles : à pression constante, le volume est directement proportionnel à la température,
- loi de Gay-Lussac : à volume constant, la pression est proportionnelle à la température,
- loi de Dalton : la pression totale exercée par un mélange de gaz est égale à la somme des pressions que chaque gaz exercerait s'il était seul, c'est-à-dire des pressions partielles.
Sur le plan microscopique, la théorie cinétique des gaz permet de retrouver ce comportement de gaz parfait : un gaz parfait est un gaz dont les molécules n'interagissent pas entre elles en dehors des chocs et dont la taille est négligeable par rapport à la distance intermoléculaire moyenne. L'énergie du gaz parfait est donc la somme de l'énergie cinétique du centre de masse des molécules et de l'énergie interne de chaque molécule (rotation, oscillation). Lorsque ces deux énergies sont proportionnelles, on a le gaz parfait de Laplace.
Équation d'état : la loi des gaz parfaits
Expression
Comme pour tout gaz, l'état d'équilibre thermodynamique d'un gaz parfait est fixé pour <math>n</math> moles de molécules, par deux paramètres macroscopiques, au choix. Les autres paramètres peuvent se calculer à partir des deux paramètres choisis par l'équation d'état.
L'équation la plus couramment utilisée est l'équation des gaz parfaits.
On peut l'écrire différemment, dans une approche plus microscopique où l'on considère le nombre de molécules contenu dans une unité de volume. Modèle:Bloc emphase
En thermodynamique, une autre version est couramment utilisée : Modèle:Bloc emphase
Dans ces expressions,
- <math>P</math> est la pression du gaz (en pascal) ;
- <math>V</math> est le volume occupé par le gaz (en mètre cube) ;
- <math>n</math> est la quantité de matière (en mole) ;
- <math>N</math> est le nombre de particules ;
- <math>R</math> est la constante universelle des gaz parfaits : <math>R</math> = Modèle:Unité ; on a en fait <math>R = N_A \cdot k_B</math> où <math>N_A</math> est le nombre d'Avogadro (6,022Modèle:X10 mol−1) et <math>k_B</math> est la constante de Boltzmann (1,38Modèle:X10 J·K−1) ;
- <math>T</math> est la température absolue (en kelvin) ;
- <math>v</math> est le volume massique (ou volume spécifique), l'inverse de la masse volumique (<math> v = \frac{1}{\rho} </math>) (en mètre cube par kilogramme (m3/kg) ;
- <math>r</math> est une constante qui dépend du gaz, elle est définie comme suit <math>r = \frac{R}{M}</math> où <math>M</math> est la masse molaire du gaz considéré. Pour l'air, <math>r</math> = 8,314472 / (28,965338 Modèle:X10) ≈ 287 J·kg−1·K−1.
Cette équation dérive d'autres lois trouvées auparavant : la loi de Charles, la loi de Boyle-Mariotte et la loi de Gay-Lussac.
Application numérique :
- pour une pression d'une atmosphère (<math>P = P_0</math> = 1,01325Modèle:X10 Pa)
- et une température de Modèle:Tmp (<math>T = T_0</math> = 273,15 K, température de la glace fondante sous <math>P_0</math>),
le volume molaire est
- <math>V_0</math> = 22,413996(39) L/mol
On retient en général la valeur approchée 22,4 L/mol.
Ce qui donne un volume par molécule (volume « libre » autour de la molécule, indépendamment de sa dimension) :
- <math>\frac{V_0}{N}</math>
si l'on assimile ce volume libre à un cube, alors l'arête de ce cube est globalement la distance moyenne séparant les molécules à chaque instant, que l'on appelle « longueur de Loschmidt » <math>d_0</math>. Cette valeur est la racine cubique du volume « libre » :
- <math>d_0</math> = 3,3387925 nm
on utilise en général la valeur approchée 3,33 nm.
Pour une pression valant un millionième de la pression atmosphérique (<math>P_0</math>/1 000 000), la distance interparticulaire est 333 nm = 1/3 micromètre et est indépendante de la nature du gaz.
Démonstration (mécanique statistique)
Modèle:Article connexe {{#if: quelques incohérences
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| Modèle:Non videpx
}}
On considère un gaz parfait constitué de N particules identiques. L'état de chaque particule est caractérisé par sa position <math>q_i</math> et sa quantité de mouvement <math>p_i</math>. Chaque particule a une énergie cinétique proportionnelle au carré de sa vitesse <math>\frac {p_i ^2}{2m} </math>, les particules peuvent échanger de l'énergie entre elles de façon conservative.
Étant donné une énergie totale <math> E_0 </math> il existe de nombreuses configurations de l'espace des phases <math>(p,q)=(p_i,q_i)_{1 \leq i \leq N} \in \mathbb{R}^{3 N} \times \mathbb{R}^{3 N} </math> correspondant à ce niveau d'énergie.
On définit un volume élémentaire dans l'espace des phases <math> \delta q \delta p = h^{3 N} </math>, avec h égale à la constante de Planck pour être cohérent avec la mécanique quantique. Étant donné une plage d'énergie le nombre de configuration microscopique, micro-état, est égal au volume de cette plage d'énergie dans l'espace des phases divisé par le volume élémentaire et le nombre de permutations possibles entre les particules <math> N ! </math>, les particules étant indiscernables.
Le nombre de micro-états correspondant à une énergie comprise entre <math> E_0 </math> et <math> E_0 +dE </math> est
- <math> \Omega (E_0)= a_N \frac{dE}{E_0} \left( \frac{E_0}{\varepsilon_0} \right) ^{\frac{3N}{2}} ,</math>
avec <math> \varepsilon_0 = \frac{\pi^2 \hbar ^2}{2mV^{2/3}} </math> et <math> a_N </math> est un nombre fonction de N. Modèle:Boîte déroulante/début On cherche à calculer le nombre <math> \Omega </math> de micro-états correspondant à une énergie comprise entre <math> E_0 </math> et <math> E_0 +dE </math>, pour cela on commence par déterminer le nombre <math> \Phi </math> de micro-états correspondants à une énergie inférieure à <math> E_0 </math>.
Ce nombre <math> \Phi </math> est égal au volume de l'espace des phases correspondant, divisé par une cellule élémentaire permettant de dénombrer ces micro-états classiques (en accord avec la mécanique quantique, on prend cette cellule égale à <math> \delta q \delta p = h </math> la constante de Planck.), et divisé par le nombre de permutations de ces N particules, N!, ce qui permet de rendre compte de leur indiscernabilité (ce qui est encore dû à la mécanique quantique) :
<math> \begin{align} \Phi & = \frac{1}{h^{3N} N!} \int_{V,E<E_0} d^{3N}q d^{3N}p \\ \ & = \frac{1}{h^{3N} N!} \int_V d^{3N}q \int_{E<E_0}d^{3N}p \end{align} </math>
On a d'abord
<math> \begin{align} \int_V d^{3N}q & = \prod_{i=1} ^N \iiint_V dq_x dq_y dq_z \\ \ & = \left( \iiint_V dq_x dq_y dq_z \right) ^N \\ \ & = V^N \end{align} </math>
d'où
Par hypothèse, il n'y a pas d'interactions entre les particules du gaz, donc l'énergie <math> E </math> est égale à l'énergie cinétique totale <math> E = \sum_i \frac {\mathbf p_i ^2}{2m} </math>. E étant majorée par <math>E_0</math>, l'ensemble des impulsions <math> \mathbf p </math> décrit une boule de rayon <math> \sqrt{2mE_0} </math> et de centre l'origine dans l'espace des impulsions, qui est de dimension 3N. Or le volume d'une boule de rayon R dans un tel espace est de la forme <math> \nu_{3N} R^{3N} </math>. On a donc :
<math> \int_{E<E_0}d^{3N}p = \nu_{3N} \sqrt{2mE_0}^{3N} </math>
D'où :
Avec <math> \varepsilon_0 = \frac{h ^2}{8mV^{2/3}} </math> (énergie du niveau fondamental d'une particule dans une boite cubique)
La densité de micro-états à l'énergie <math> E_0 </math> est donc
<math> \omega (E_0) = \frac {d \Phi}{dE_0} = \frac{3}{2} \frac{\nu_{3N}}{(N-1)! 2^{3N} } \frac{1}{E_0} \left( \frac{E_0}{\varepsilon_0} \right) ^{3N/2}</math>
On a donc le nombre de micro-états cherché :
Modèle:Bloc emphase{(N-1)! 2^{3N} } \frac{dE}{E_0} \left( \frac{E_0}{\varepsilon_0} \right) ^{3N/2}= a_N \frac{dE}{E_0} \left( \frac{E_0}{\varepsilon_0} \right) ^{\frac{3N}{2}}</math> }}
}}
On en déduit l'entropie du gaz en fonction de l'énergie :
<math>{ S = k_B \log \Omega = N k_B \log \left( \frac{E_0}{\varepsilon_0} \right) ^{3/2} + k_B \log \frac{dE}{E_0} + k_B \log a_N \approx N k_B \log \left( \frac{E_0}{\varepsilon_0} \right) ^{3/2} + k_B \log a_N }</math>
Les grandeurs thermodynamiques se calculent ensuite selon :
<math> \frac {1}{T} = \left( \frac{\partial S}{\partial E_0} \right)_{V,N} = \frac{3Nk_B}{2E_0} </math>
<math> P = - \left( \frac{\partial E_0}{\partial V} \right)_{S,N} = \frac{2E_0}{3V} = \frac{Nk_BT}{V}</math>
D'où la loi cherchée : Modèle:Bloc emphase
Gaz parfait de Laplace
Définition
Si la capacité thermique à pression constante <math>C_P</math> d'un gaz parfait ne dépend pas de <math>T</math>, il en est de même de la capacité thermique à volume constant <math>C_V</math> en raison de la relation de Mayer. Le quotient <math>\gamma = C_P/C_V</math> appelé indice adiabatique ne dépend donc pas non plus de la température : dans ce cas, le gaz parfait est dit de Laplace. Pour un gaz parfait de Laplace, on a pour toute transformation :
- <math>\Delta U = C_V \cdot \Delta T</math>
- <math>\Delta H = C_P \cdot \Delta T</math>
avec <math>U</math> l'énergie interne du gaz et <math>H</math> son enthalpie, d'où :
- <math>\Delta H = \gamma \cdot \Delta U</math>
Or, la définition de l'enthalpie permet d'écrire :
- <math>\Delta H = \Delta U + \Delta PV</math>
On en déduit que :
- <math>\Delta PV = \left( \gamma - 1 \right) \cdot \Delta U = {\gamma - 1 \over \gamma } \cdot \Delta H</math>
Des valeurs particulières de <math>\gamma</math> modélisent le comportement de certains gaz. Pour un gaz parfait monoatomique <math>\gamma = 5/3</math>, on obtient :
- <math>\Delta PV = { 2 \over 3 } \cdot \Delta U = { 2 \over 5 } \cdot \Delta H</math>
Le comportement de l'argon est très proche d'un gaz parfait monoatomique. Pour un gaz parfait diatomique <math>\gamma = 7/5</math>, on obtient :
- <math>\Delta PV = { 2 \over 5 } \cdot \Delta U = { 2 \over 7 } \cdot \Delta H</math>
Le comportement du diazote N2 est proche d'un gaz parfait diatomique.
Loi de Laplace
Modèle:Article détaillé Dans une transformation adiabatique réversible élémentaire :
- <math>\mathrm{d} U = - P \mathrm{d} V = C_V \mathrm{d} T</math>
- <math>\mathrm{d} H = V \mathrm{d} P = C_P \mathrm{d} T</math>
Ceci entraîne :
- <math> \mathrm{d} T = { - P.\mathrm{d} V \over C_V } = { V.\mathrm dP \over C_P }</math>
- <math> - \gamma \cdot { \mathrm{d} V \over V } = { \mathrm dP \over P }</math>
Soit en intégrant :
- <math> - \gamma \cdot \ln { V \over V_0 } = \ln { P \over P_0 }</math>
- <math> P \cdot V^{\gamma} = P_0 \cdot V_0^{\gamma} = \text{Cste}</math>
- Loi de Laplace :
Modèle:Bloc emphase Compte tenu de l'équation des gaz parfaits, cette relation s'écrit également sous la forme :
Il en résulte, dans une détente adiabatique, un refroidissement considérable, le gaz prenant sur son énergie interne le travail, (<math>-W</math>), qu'il fournit.
- Application numérique
Pour un gaz parfait monoatomique pour lequel <math>\gamma = \frac{5}{3}</math>, on trouve :
- <math>\frac{2}{5} \cdot \ln \frac{P}{P_0} = \ln \frac{T}{T_0}</math>
Soit pour une diminution de pression de 90 %, un abaissement de température absolue d'un facteur 0,398. De 300 K la température descend à 120 K soit une chute de 180 K. Ce procédé est utilisé dans l'industrie pour obtenir de basses températures. Cependant, la valeur ainsi obtenue ne reflète pas la réalité, car les gaz réels ne sont pas des gaz parfaits à basse température.
Pour les ordres de grandeur, on retient <math>R \cdot T \approx</math> 2500 J/mol à 300 K. Le travail récupéré dans cette détente est 2500·(180/300) = 900 J/mol.
Expérience : détente dans un récipient vide
Une autre loi remarquable est l'échauffement produit quand on laisse pénétrer un gaz parfait de Laplace dans un flacon vide. Le gaz s'engouffre et puis très vite tout redevient chaotique : la température s'uniformise et devient
- <math>T = \gamma T_0</math>
<math>T_0</math> étant la température externe. Pour une température externe de 300 K et un gaz parfait monoatomique, on obtient :
- <math>T</math> = 500 K
soit une élévation de 200 K. Dans la soufflerie de Modane, c'est bien ce que l'on peut observer.
Ainsi, on a deux cas d'expansion du gaz.
Cycle de Carnot d'un gaz parfait de Laplace
Un cycle de Carnot moteur d'un gaz parfait a comme le veut le théorème de Carnot, le rendement de Carnot :
- <math>r = 1-\frac{T_2}{T_1}</math>.
Dans le cas présent, tout peut se calculer aisément. Décrivons le cycle — on pourra le dessiner aisément en coordonnées de Clapeyron logarithmiques (<math>\log V</math>, <math>\log P</math>) :
- Transformation (A → B) : compression isotherme à température basse, <math>T_2</math>, réversible : il faut donc, pour éviter que le gaz ne s'échauffe, libérer une quantité de chaleur <math>-Q_2>0</math> à la source froide qui maintient la température <math>T_2</math>.
- Transformation (B → C) : compression de Laplace : la température monte de <math>T_2</math> à <math>T_1</math>.
- Transformation (C → D) : détente isotherme à haute température <math>T_1</math>, réversible : pour éviter que le gaz ne se refroidisse, il faut que la source chaude fournisse une quantité de chaleur <math>Q_1>0</math>.
- Transformation (C → A) (le point C a été choisi à l'intersection de l'adiabatique réversible passant par A) : la détente adiabatique réversible ramène la température de <math>T_1</math> à <math>T_2</math>, et le gaz à son état initial.
Fin du cycle.
Puisque le gaz est revenu à son état initial, le premier principe de la thermodynamique nous dit que :
- <math>W+Q_1+Q_2 = 0</math>
Le rendement du moteur est le travail récupéré <math>-W</math> (donc égal à <math>Q_1+Q_2</math>) divisé par la quantité de chaleur délivrée par la source chaude, soit <math>Q_1</math> :
- <math>r = 1 + \frac{Q_2}{Q_1}</math>
On démontre que :
- <math> \frac{Q_1}{T_1}+\frac{Q_2}{T_2} =0</math>
d'où :
- <math>r = -\frac{W}{Q_1}= 1-\frac{T_2}{T_1}</math>.
Ce qui nous donne la formule annoncée.
L'égalité de Clausius :
- <math>\frac{Q_1}{T_1} + \frac{Q_2}{T_2} = 0</math>
provient du fait que le cycle a été réversible : l'entropie totale est restée constante, celle du gaz est nulle car il est revenu dans l'état A.
La source 1 a vu son entropie varier de <math>-Q_1/T_1</math>, la source 2 de <math>-Q_2/T_2</math>, d'où l'égalité.
Application numérique : même en prenant une eau de rivière à Modèle:Unité et une source chaude à Modèle:Unité, le rendement ne serait que 50 %. Sur un gigawatt électrique fourni par une centrale « réversible », Modèle:Unité doivent être consommés (en charbon, pétrole, méthane, ou combustible nucléaire) dont Modèle:Unité ira à la rivière (élévation de température) ou dans l'atmosphère (chaleur de fumée, vapeur d'une tour de réfrigération). Si l'on considère que toute la chaleur va dans la rivière et que celle-ci a un débit Modèle:Unité/s : en 1 seconde, Modèle:Unité iront chauffer Modèle:Unité d'eau : soit une élévation de température de 10 (J)/4,18 (J/K) = Modèle:Unité.
Six centrales produisant Modèle:Unité donneraient une élévation de 6 × 2,4 = Modèle:Unité. En France, il est interdit de dépasser Modèle:Tmp dans une rivière (obligation légale, pour la survie de la vie aquatique en zone tempérée) : l'été 2003 fut très chaud, il a fallu arrêter certaines centrales<ref>Voir l'article Canicule européenne de 2003.</ref>. Cette pollution thermique (<math>Q</math>2 < 0) calculée par la formule de Carnot est la plus basse possible ; il s'agit en fait d'un minimum, la pollution thermique réelle est plus élevée. Encore avons-nous pris un rendement <math>r</math> = 0,5 ; la réalité est proche de 0,42.
Détente de Joule
Voici un troisième exemple, la détente de Joule et Gay-Lussac<ref>En fait, c'est Hirn en 1856 qui réussit réellement à la mettre en œuvre expérimentalement.</ref> : le gaz parfait est contenu dans un flacon de volume <math>V_1</math> et est brutalement mis en contact avec un récipient vide de volume <math>V_2</math>, où il s'engouffre partiellement. Quelle est la température finale en admettant que les parois n'absorbent aucune chaleur ?
Dans un premier temps, dans le second récipient, le gaz doit être plus chaud ; si <math>V_2</math> est très inférieur à <math>V_1</math>, on doit retrouver <math>T_2 = \gamma \cdot T_0</math>, d'après l'expérience 2.
Dans le récipient 1, le gaz qui y reste s'est détendu, il doit être plus froid ; c'est ce que l'on constate. Mais après retour à l'équilibre thermique, comme un gaz parfait est un gaz de Joule, la température ne change pas.
Propriétés thermodynamiques du gaz parfait
Énergie interne
L'énergie interne d'une quantité donnée d'un corps pur dépend de deux variables indépendantes (on choisit <math>T</math> et <math>V</math> dans ce cas). Donc sa différentielle est égale à:
- <math>\mathrm{d} U = \left(\frac{\partial U}{\partial T}\right)_V \mathrm{d} T + \left(\frac{\partial U}{\partial V}\right)_T \mathrm{d} V</math>
Or l'énergie interne est constituée des énergies cinétiques microscopiques correspondant à l'agitation thermique et des énergies d'interactions microscopiques correspondant aux énergies de liaisons et d'interactions diverses. Dans le cas d'un gaz parfait, par définition, ces dernières énergies restent constantes (pas de réaction chimique ou à fortiori nucléaire et pas d'interactions entre particules du gaz parfait). Comme l'agitation thermique ne dépend que de <math>T</math>, il s'ensuit que l'énergie interne d'un gaz parfait ne dépend que de <math>T</math>.
Donc, pour un gaz parfait
- <math>\left(\frac{\partial U}{\partial V}\right)_T = 0</math>
Et on obtient
- <math>\mathrm{d} U = \left(\frac{\partial U}{\partial T}\right)_V \mathrm{d} T</math>
Or
- <math>\left(\frac{\partial U}{\partial T}\right)_V = C_{V}</math> (capacité thermique isochore du gaz parfait).
Il s'ensuit :
- <math>\mathrm{d} U = \left(\frac{\partial U}{\partial T}\right)_V \mathrm{d} T = C_{V}\mathrm{d} T</math>
Enthalpie
De même, pour la même raison, l'enthalpie d'un gaz parfait ne dépend que de T :
- <math> H = U + PV</math>
or pour <math>n</math> mol d'un gaz parfait
- <math> PV = nRT</math>
Donc
- <math> H = U + nRT = f(T)</math> puisque U ne dépend que de T
La différentielle de l'enthalpie serait égale dans le système de variables indépendantes (T,P dans ce cas) à:
- <math>\mathrm{d} H = \left(\frac{\partial H}{\partial T}\right)_P \mathrm{d} T + \left(\frac{\partial H}{\partial P}\right)_T \mathrm{d} P</math>
avec <math>\left(\frac{\partial H}{\partial P}\right)_T = 0</math> et <math>\left(\frac{\partial H}{\partial T}\right)_P = C_P</math> (Capacité thermique isobare du gaz parfait).
Il s'ensuit :
- <math>\mathrm{d} H = \left(\frac{\partial H}{\partial T}\right)_P \mathrm{d} T = C_P \mathrm{d} T</math>
Entropie
Par définition, la différentielle de l'entropie s'exprime par la relation :
- <math> \mathrm{d} S = \frac{\delta Q}{T}</math>
Appliquons le premier principe :
- <math>\mathrm{d} U = \delta Q - P\mathrm{d} V</math> (le travail n'étant dû qu'aux forces de pression)
- <math>\delta Q = \mathrm{d} U + P\mathrm{d} V</math>
d'où :
- <math>\mathrm{d} S = \frac{\mathrm{d} U}{T} + \frac{P}{T}\mathrm{d} V</math>
Dans le cas d'un gaz parfait l'énergie interne ne dépend que de T.
- <math>\mathrm{d} U = C_V \mathrm{d} T</math>
- <math>PV = nRT</math> et <math>\frac{P}{T} = \frac{nR}{V}</math>
il s'ensuit:
- <math>\mathrm{d} S = C_V\cdot\frac{\mathrm{d} T}{T} + nR\cdot\frac{\mathrm{d} V}{V}</math>
En intégrant entre 2 états <math>(T_1,V_1)</math> et <math>(T_2,V_2)</math> :
- <math>\Delta S = S_2 - S_1 = C_V \cdot\int_{T_1}^{T_2} \frac{\mathrm{d} T}{T} + nR \cdot \int_{V_1}^{V_2} \frac{\mathrm{d} V}{V}</math>
- <math>\Delta S = S_2 - S_1 = C_V \cdot \ln \frac{T_2}{T_1} + nR \cdot \ln \frac{V_2}{V_1}</math>
Il est possible d'établir les relations à partir de l'enthalpie au lieu de l'énergie interne :
- <math>H = U + PV</math>
- <math>\mathrm{d} H = \mathrm{d} U + \mathrm{d} (PV) = \delta Q -P \mathrm{d} V + P \mathrm{d} V + V \mathrm{d} P = \delta Q + V \mathrm{d} P</math>
d'où
- <math>\delta Q = \mathrm{d} H - V \mathrm{d} P</math>
- <math> \mathrm{d} S = \frac{\delta Q}{T} = \frac{\mathrm{d} H}{T} - \frac{V}{T} \mathrm{d} P</math>
Pour un gaz parfait l'enthalpie ne dépend que de T.
- <math>\mathrm{d} H = C_P \mathrm{d} T</math>
- <math>PV = nRT</math> et <math>\frac{V}{T} = \frac{nR}{P}</math>
d'où :
- <math>\mathrm{d} S = C_P \cdot \frac{\mathrm{d} T}{T} - nR \cdot \frac{\mathrm{d} P}{P}</math>
De façon similaire en intégrant entre 2 états <math>(T_1,P_1)</math> et <math>(T_2,P_2)</math> :
- <math>\Delta S = S_2 - S_1 = C_P \cdot \ln \frac{T_2}{T_1} - nR \cdot \ln \frac{P_2}{P_1}</math>
Pour déterminer la valeur de l'entropie d'un gaz parfait, il suffit alors de connaître une valeur de référence consignée dans les tables thermodynamiques, par exemple (S1).
Enthalpie libre
Pour un gaz parfait monoatomique, on préfère retenir la valeur de l'enthalpie libre
- <math>G(T,P,N) = U +PV - TS</math>
- <math>G(T,P,N) = - N k_B T \ln \frac{P}{P^0}</math>
avec
- <math>P^0(T) = \frac{kT}{\lambda^3}</math>
où <math>\lambda</math> est la longueur d'onde de Broglie ; elle est donnée par <math>h/p_m</math> où <math>h</math> est la constante de Planck et <math>p_m</math> est la quantité de mouvement :
- <math>p_m = \sqrt{2 \pi m k T}</math>
On retrouve alors toutes les valeurs données dans les tables (par exemple pour l'argon, le néon…). Les calculs sont à peine plus compliqués pour les gaz diatomiques.
Capacités calorifiques, relation de Mayer
La capacité calorifique à volume constant d'un gaz parfait vaut
- <math>C_V = \left( \frac { \partial U}{ \partial T} \right)_V</math>
De même, la capacité calorifique à pression constante d'un gaz parfait vaut :
- <math>C_P = \left( \frac { \partial H}{\partial T} \right)_P </math>
La relation de Mayer est la relation qui existe entre les capacités calorifiques molaires Cp,m et CV,m, d'un gaz parfait.
- <math> H = U + PV</math>
- <math> \mathrm{d} H = \mathrm{d} U + \mathrm{d} (PV)= \mathrm{d} U + \mathrm{d} (nRT)</math>
- <math> nC_{P,m} \mathrm{d} T = nC_{V,m}\mathrm{d} T + nR\mathrm{d} T</math>
D'où
- <math>C_{P,m} - C_{V,m} = R</math>
Si l'on applique la formule de Clapeyron donnant la chaleur latente de dilatation l, de transfert latent de chaleur de dilatation (voir Coefficients calorimétriques et thermoélastiques), et on trouve que le coefficient β d'augmentation relative de pression isochore vérifie :
- <math>\beta T = 1</math>,
donc :
- <math>U(V,T)</math> ne dépend pas du volume : un gaz parfait est un gaz de Joule, <math> U = U(T)</math>
et l'enthalpie vaut :
- <math>H(P,T) = U + PV = U + nRT</math> ne dépend donc pas de <math>P</math> : un gaz parfait est un gaz de Joule-Thomson (voir Lois de Joule).
Gaz parfait et théorie cinétique des gaz
Les gaz parfaits font l'objet d'une théorie dite théorie cinétique des gaz expliquant les lois physiques qui les régissent.
Mélange de gaz parfaits
Modèle:Article détaillé Pour ce qui est d’un mélange de gaz parfaits, on dispose de la loi de Dalton :
- <math>P = \sum_{i} P_{i}</math>
où <math>P_{i}</math> désigne la pression partielle du gaz i, c'est-à-dire la pression qu’aurait le gaz i s’il occupait seul tout le volume.
Soit un gaz parfait de molécules A occupant un volume <math>V_1</math>, et un gaz parfait de molécules B de volume <math>V_2</math>, séparés par une cloison. Ils sont en équilibre (même température <math>T</math> et même pression <math>P_0</math>). Il n'est pas du tout évident que pour une même pression et une même température, le mélange obtenu en enlevant la cloison soit un système de même pression, de même température et de volume <math>V_1 + V_2</math>. À titre de comparaison, si l'on mélange 1 L d'eau et 1 L d'alcool, on obtient 1,84 L d'eau alcoolisée ; certes ce ne sont pas des gaz parfaits, mais cela montre que les propriétés ne sont pas toujours additives.
Considérons que les gaz sont chimiquement neutres, c'est-à-dire que les molécules de A et de B n'interagissent pas : d'après le paragraphe précédent :
- A subit alors une détente de Joule de <math>V_1</math> à <math>V_1 + V_2</math>, puisqu'il ne « voit » pas B (pas d'interaction) ;
- symétriquement, B subit une détente de Joule de <math>V_2</math> à <math>V_1+V_2</math>.
Ainsi la température n'a pas changé et la pression sur les parois est due à A et B, soit :
- <math>P_A = P_0 \left ( \frac{V_1}{V_1+V_2} \right )</math> pour la contribution de A,
- <math>P_B = P_0 \left ( \frac{V_2}{V_1+V_2} \right )</math> pour la contribution de B.
La pression totale est <math>P_A + P_B = P_0</math> : la pression n'a pas changé, la loi de Mariotte reste donc vraie. En revanche, il y a eu « perte d'information par mixage », il s'agit du théorème de Gibbs.
S'il n'y a pas interaction entre A et B, l'énergie interne est simplement celle de A plus celle de B : la loi de Joule reste vraie. Donc le mélange se comporte comme un gaz parfait.
Le mélange de deux gaz parfaits de Laplace est un gaz parfait de Laplace, mais dont le facteur γ n'est pas la moyenne pondérée des γ : ce sont <math>C_V</math> et <math>C_P</math> qui sont les moyennes pondérées.
L'entropie d'un mélange est la somme des entropies de chacun des gaz pris sous sa pression partielle (cf. théorème de Gibbs). En conséquence, un mélange de gaz parfaits est une solution idéale. Les propriétés d'un mélange de gaz parfaits se calculent donc facilement à partir des propriétés de ses constituants à l'état de gaz parfaits purs.
Au-delà du gaz parfait
Gaz réel
À basse pression, tous les gaz peuvent être modélisés par un gaz parfait. Lorsque la pression augmente, on ne peut plus négliger les interactions à courte distance, notamment l'effet de taille des molécules et les interactions de type van der Waals.
Un gaz réel a un comportement voisin d'un gaz parfait dans le cas où les distances intermoléculaires sont grandes par rapport à la taille des molécules et à la portée des forces d'interaction. On appelle gaz parfait « associé au gaz réel » le gaz parfait dont la capacité calorifique à pression constante est celle du gaz réel à pression nulle <math>C_P(p=0,T)</math>. On dresse les tables thermodynamiques d'un gaz réel à partir des corrections apportées à ce gaz parfait associé.
Gaz parfait quantique
Dans la limite des fortes densités, la nature quantique des atomes ou molécules de gaz doit être prise en compte. On peut donner comme critère que le modèle classique n'est valable que si la distance interatomique est très supérieure à la longueur d'onde de Broglie
- <math>d = \sqrt[3]{V/N} \gg \lambda = h / p </math>.
Gaz parfait relativiste
Le gaz parfait relativiste est une généralisation du gaz parfait aux cas où les particules de gaz ont des vitesses proches de celles de la lumière. Il faut alors prendre en compte les effets de la relativité dans le calcul des différentes propriétés du gaz. Ainsi, si la loi des gaz parfaits reste valable, l'énergie et la chaleur spécifique sont modifiées par les effets relativistes.
Notes et références
Voir aussi
Articles connexes
- Compression et détente adiabatique
- Expérience de Clément-Desormes
- Expérience de Rüchardt
- Fugacité
- Loi de Joule-Thomson
- Loi des gaz parfaits
- Lois de Joule (thermodynamique)
- Processus adiabatique
- Processus isobare
- Processus isochore
- Processus isotherme
- Solution idéale
- Théorème de Gibbs
- Gaz isotherme en centrifugeuse
