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RAPPELS DE THERMODYNAMIQUE
I Les concepts de la thermodynamique
I.1 Notion de système
a) Définitions
Un système est un ensemble de corps délimités par une surface fermée ou enveloppe. Ce qui n’appartient pas au système est le milieu extérieur. Dans tous les cas, il est important, avant de faire un raisonnement thermodynamique de définir le système sur lequel il va s’appliquer.
Un système peut réaliser des échanges avec le milieu extérieur, sous la forme de transfert d’énergie thermique ou chaleur (Q), de travail (W), ou de matière. On distinguera notamment les cas suivants :
- système ouvert : tous les types d’échange sont possibles.
- système fermé : système n’échangeant avec le milieu extérieur que de l’énergie et de la chaleur, mais pas de matière.
- système thermiquement isolé : le système n’échange pas de chaleur avec le milieu extérieur.
- système isolé : il n’y a pas d’échange entre le système et le milieu extérieur. Notamment, on a W = Q = 0.
b) Conventions algébriques
Lors d’un échange avec le milieu extérieur, le système peut soit donner, soit recevoir. Par convention, lorsque le système reçoit, la quantité est comptée positivement pour le système. Ainsi, on a :
- Q > 0 : la chaleur pénètre dans le système (processus endothermique).
- Q < 0 : le système cède de la chaleur au milieu extérieur (processus exothermique).
- W > 0 : le système reçoit un travail (système récepteur).
- W < 0 : le système fournit un travail (système moteur).
I.2 Variables et fonctions d’état
a) Variables d’état
Un système est caractérisé par la donnée de grandeurs qui définissent l’état macroscopique du système. Ces grandeurs sont appelées variables d’état. Une relation mathématique qui relie des variables d’état est appelée équation d’état.
Le volume V, la pression P, la température T sont des variables d'état. La loi des gaz parfaits (PV = nRT) est une équation d'état.
Un système physico-chimique est défini par la connaissance de toutes les variables d’état 1. Ces variables sont des variables physiques (P, T, V) et des variables chimiques fixant la composition du système (les quantités de matière de chacune des espèces). On distingue deux types de variables :
- variables extensives : variables proportionnelles à la quantité de matière, définies pour l’ensemble du système. Le nombre de moles et le volume par exemple sont des variables extensives.
- variables intensives : variables indépendantes de la quantité de matière, définies en chaque point du système. La pression et la température sont des variables intensives.
On définit une phase (liquide, solide, gaz) lorsque, dans tout ou partie d’un système les grandeurs intensives (température, pression, concentration,...) sont constantes.
b) Fonctions d’état
Les fonctions d’état sont des grandeurs extensives qui ne dépendent que des variables d’état. Leur valeur ne dépend donc pas des transformations antérieures. De même, la variation de ces fonctions d’état lors d’une transformation est indépendante du chemin suivi.
l'énergie interne U, l'enthalpie H, l'entropie S, l'énergie libre F, l'enthalpie libre G sont toutes des fonctions d'état.
La variation d’une variable ou d’une fonction d’état Z au cours d’une transformation est la somme d’un terme d’échange ( δ e Z) avec le milieu extérieur et d’un terme de création interne ( δ i Z) :
dZ = δ e Z + δ i Z
δ e Z et δ i Z ne sont pas des fonctions d’état et dépendent du chemin suivi, au contraire de dZ. S’il n’y a pas de création ( δ i Z = 0), Z est dite conservative.
Les fonctions d’état ont la propriété d’être des différentielles totales exactes. Ceci se traduit mathématiquement, pour une fonction f (x, y, z) dépendant des variables x, y, et z par la relation suivante :
d f =
∂ f ∂ x
y,z
dx +
∂ f ∂ y
x,z
dy +
∂ f ∂ z
x,y
dz
Par exemple, pour l’énergie interne d’un système U(S, V, ni) :
dU =
∂ U
∂ S
V,ni
dS +
∂ U
∂ V
S,ni
dV + ∑
j
∂ U
∂ nj
S,V,ni 6 =nj
dnj
II Les principes de la thermodynamique
Dans ce chapitre, on considère uniquement des systèmes fermés.
II.1 Le premier principe de la thermodynamique
a) Énoncé
Un système thermodynamique est constitué de particules qui interagissent entre elles et sont en mouvement. La somme de l’énergie potentielle résultante et des énergies cinétiques est l’ énergie interne du système, notée U. L’énergie interne est une fonction d’état extensive.
Lors de l’évolution du système entre deux états d’équilibre, la variation de l’énergie interne est la somme du travail et du transfert d’énergie thermique reçus du milieu extérieur :
dU = δ W + δ Q
- En réalité, un petit nombre de variables suffit, les autres pouvant être déduites par des relations mathématiques. Le nombre de variables minimum dont il faut connaître la valeur pour caractériser le système est appelée la variance.
c) Énergie libre et enthalpie libre
Considérons un système en équilibre thermique et mécanique avec le milieu extérieur (T = Text et P = Pext). Le travail δ W peut être décomposé entre le travail des forces pressantes δ WP = −PdV et les autres formes de travail δ W′. L’application des deux premiers principes de la thermodynamique donne :
dU = δ W + δ Q = δ WP + δ W′^ + δ Q (Premier principe)
dS = δ Q T
En remplaçant δ Q par son expression en fonction de dS, on obtient :
−T δ iS = dU − TdS + PdV − δ W′
On va alors distinguer deux cas :
- Volume constant (dV = 0) : On définit l’énergie libre F = U − TS, et on a alors : dF ≤ δ W′. Pour une évolution spontanée, δ W′^ ≤ 0, donc : dF ≤ 0
- Pression constante : On définit l’enthalpie libre G = U − TS + PV = H − TS, et on a alors : dG ≤ δ W′. Pour une évolution spontanée, δ W′^ ≤ 0, donc : dG ≤ 0
Ces deux fonctions permettent donc de déterminer l’évolution d’un système soumis à une transformation dans le cas où seules les forces pressantes travaillent :
- à volume et température constants, F diminue.
- à pression et température constantes, G diminue.
L’enthalpie libre est donc une fonction d’importance capitale en chimie, puisque la plupart du temps, on se place dans des conditions de pression constante, et que la connaissance de G nous permet de déterminer l’évolution du système ainsi que les conditions d’équilibre (lorsque G est constante et minimale).
d) Différentielles des fonctions d’état
Si seule la pression travaille au cours d’une transformation réversible ( δ iS = 0) sans réaction chimique dans un système fermé, on a : δ W = −PdV et δ Q = TdS
L’application du premier principe permet alors de déterminer les différentielles de l’énergie interne, l’enthalpie, l’énergie libre, et l’enthalpie libre :
dU = TdS − PdV dH = TdS + VdP dF = −SdT − PdV dG = −SdT + VdP
Toutes ces fonctions étant des fonctions d’état, leur variation ne dépend pas du chemin suivi. Ces expressions restent donc valables même dans le cas de transformations non réversibles.
III Le potentiel chimique
Dans ce chapitre, on considère que les quantités de matière des constituants chimiques peuvent varier dans chacune des phases du système. Cette variation peut provenir :
- d’une réaction chimique.
- de l’échange de constituants entre les différentes phases du système.
On s’intéresse ici au comportement d’une seule des phases du système, dans laquelle la quantité de matière du composé i est notée ni.
III.1 Grandeurs molaires partielles
a) Grandeur molaire pour un corps pur
Soit un corps pur et Z(T, P, n) une grandeur extensive qui le caractérise (par exemple le volume V, ou la quantité de matière n). La grandeur molaire Z (ou Zm) associée à Z représente la valeur prise par Z pour une mole de corps pur. La traduction mathématique est la suivante :
Z(T, P) =
∂ Z
∂ n
P,T volume molaire d'un gaz parfait. Il s'obtient à partir de la loi des gaz parfaits : V =
( (^) ∂ V ∂ n
) P,T =^
RT P
b) Grandeur molaire partielle
Dans un mélange, la grandeur Z dépend non plus d’une seule quantité de matière, mais de plusieurs quantités : Z(P, T, ni). La grandeur molaire partielle associée à Z par rapport au constituant j est alors définie par :
Zj(T, P, ni) =
∂ Z
∂ nj
P,T,nk 6 =nj
c) Expression d’une grandeur extensive
Pour une grandeur extensive Z, on peut écrire :
Z(T, P, λ ni) = λ Z(T, P, ni)
Mathématiquement, on dit que Z est une fonction homogène de degré 1 des quantités de matière ni. Le théorème d’Euler 2 implique :
Z(T, P, ni) = ∑
j
nj Zj(T, P, ni) = ∑
j
nj
∂ Z
∂ nj
P,T,nk 6 =nj
Le volume V au sein d’une phase par exemple s’écrit :
V(T, P, ni) = ∑
j
njVj
III.2 Potentiel chimique
a) Définition
Par définition, le potentiel chimique d’un constituant j est l’enthalpie libre molaire partielle par rapport à j :
μ j(T, P, ni) =
∂ G
∂ nj
P,T,nk 6 =nj
On peut donc écrire les relations suivantes :
G(T, P, ni) = ∑
j
μ jnj = G( μ i, ni)
dG = −SdT + VdP + ∑
j
∂ G
∂ nj
P,T,nk 6 =nj
dnj = −SdT + VdP + ∑
j
μ jdnj
- Une fonction mathématique f (xi , yj ) est homogène de degré p par rapport aux variables yj si on peut écrire : f (xi , λ yj ) = λ p^ f (xi , yj ) Pour toute fonction homogène de degré p, on a :
k
yk
( (^) ∂ f ∂ yk
) xi ,yl 6 =yk
= p f (xi , yj )
Cette équation est le théorème d’Euler qui s’obtient en calculant la dérivée de f (xi , λ yj ) par rapport à λ , et en utilisant la définition d’une fonction homogène.
IV Notion d’équilibre thermodynamique
Un système est dans un état d’équilibre quand l’ensemble des variables qui le définissent sont constantes. En d’autres termes, on n’observe aucune évolution spontanée du système.
IV.1 Approche qualitative
Afin d’aborder qualitativement la notion d’équilibre, on peut se représenter une bille qui se déplace le long d’une coordonnée x en suivant un relief. Ce relief est repéré par une grandeur nommée Ep, pour énergie potentielle. On dépose la bille, sans vitesse initiale, en différents points du relief (points A à G), et on observe l’évolution du système.
Deux situations peuvent se produire :
- Le système évolue spontanément : on est dans un état hors équilibre. C’est le cas des points A et D : la bille va rouler vers le bas de la pente.
- Le système n’évolue pas : on est dans un état d’équilibre (tous les autres points).
Parmi les états d’équilibre, on peut définir encore trois situations différentes. Pour les distinguer, on imagine qu’on perturbe un peu le système (on pousse très légèrement la bille). On a alors deux comportements distincts :
- L’équilibre est instable : le système évolue spontanément vers un état d’équilibre qui n’est pas l’état initial. Les équilibres instables correspondent à un maximum du relief (de l’énergie potentielle) : c’est le cas des points B et F.
- L’équilibre est stable : le système retourne dans son état initial dès que la perturbation cesse. Les équilibres stables correspondent à un minimum du relief (de l’énergie potentielle) : c’est le cas des points C, E et G. Parmi ces états d’équilibre stables, il y a un état particulier, qui correspond au point le plus bas du relief : c’est l’état d’équilibre du système (point E). Tous les autres états d’équilibre sont dits métastables. Les systèmes métastables ont tendance à vouloir évoluer vers l’état d’équilibre, mais la vitesse d’évolution dépend de la hauteur des barrières à franchir et peut être infiniment lente.
IV.2 Les potentiels thermodynamiques
En thermodynamique, certaines fonctions d’état jouent le rôle de l’énergie potentielle mécanique. Ces fonctions s’appellent potentiels thermodynamiques. La nature du potentiel thermodynamique d’un système dépend des conditions extérieures. Le potentiel thermodynamique Ψ d’un système possède les mêmes caractéristiques que l’énergie potentielle mécanique :
- le potentiel est minimum à l’équilibre : dΨ = 0
- lors d’une transformation spontanée du système, le potentiel diminue : dΨ ≤ 0
Le second principe de la thermodynamique nous permet de trouver les potentiels thermodynamiques adaptés aux conditions d’évolution du système. Le tableau ci-dessous regroupe les principaux potentiels thermodyna- miques utilisés dans le cas où les quantités de matière des différents constituants sont constantes :
Conditions d’évolution Potentiel thermodynamique Ψ Différentielle dΨ
système isolé Opposé de l’entropie −S dS = (^1) T (dU + PdV − (^) ∑i μ idni)
S et V constants Énergie interne U dU = TdS − PdV + (^) ∑i μ idni
S et P constants Enthalpie H dH = TdS + VdP + (^) ∑i μ idni
T et V constants Énergie libre F dF = −SdT − PdV + (^) ∑i μ idni
T et P constants Enthalpie libre G dG = −SdT + VdP + (^) ∑i μ idni
IV.3 Caractérisation de l’équilibre thermodynamique entre deux systèmes
a) Définition générale
Deux systèmes sont à l’équilibre thermodynamique quand il y a à la fois :
- équilibre thermique : les échanges de chaleur sont nuls ( δ Q = 0), ce qui implique l’égalité des tempéra- tures.
- équilibre mécanique : la somme des travaux des forces appliqués à chaque système est nulle ( δ W = 0), ce qui implique notamment l’égalité des pressions (lorsqu’on néglige les interfaces).
- équilibre chimique : il n’y a pas de variation de quantité de matières des constituants au sein de chaque système (∀i, dni = 0), ce qui implique l’égalité des potentiels chimiques dans le cas d’un système ouvert.
Lorsqu’on parle d’un système à l’équilibre. On exprime implicitement qu’il est à l’équilibre avec le milieu exté- rieur ou qu’il est isolé. S’il est en équilibre avec le milieu extérieur, alors sa température et sa pression sont les mêmes que celles du milieu extérieur (T = Text et P = Pext). De plus, cela signifie qu’il n’y a pas de variation des quantités de matière des constituants au sein du système (soit le système est fermé, soit les flux d’entrée et de sortie de matière sont égaux).
b) Équilibre au sein d’un système multiphasé
On considère un système constitué de plusieurs phases en équilibre avec le milieu extérieur. Cette condition d’équilibre avec le milieu extérieur permet d’écrire, pour le système complet :
- Le volume est constant : dV = 0
- Il n’y a pas d’échange de chaleur ( δ Q = 0) et le travail des forces agissant sur le système est nul ( δ W = 0), donc d’après le premier principe : dU = 0
- Il n’y a pas de création d’entropie ni de transfert de chaleur donc d’après le second principe : dS = 0
- La quantité de chacun des constituants est constante : ∀i, dni = 0
Pour simplifier, on suppose que le système ne comporte que deux phases (mais la démonstration est générali- sable) α et β et N constituants. On suppose qu’il n’y a pas de réaction chimique, que les deux phases sont en équilibre, et on néglige l’interface.
b) Changement d’état d’un corps pur
Pour un corps pur, on a N = 1, donc la variance vaut V = 3 − ϕ. Trois cas peuvent alors se présenter :
- Il n’y a qu’une seule phase : le système est alors divariant et on peut fixer arbitrairement P et T.
- Il y a deux phases : le système est monovariant. Si on fixe la pression, alors la température est fixée (et inversement).
- Il y a trois phases : la variance est nulle et il ne peut exister qu’un seul jeu de température et de pression autorisé pour l’équilibre.
On peut alors tracer un diagramme des phases d’équilibre du système comme présenté sur la figure ci-dessous dans le cas de l’eau. Il y a équilibre entre deux phases le long de lignes d’équilibre. Il n’existe qu’un point pour lequel il y a équilibre entre les trois phases (point triple).
c) Pression de vapeur saturante
L’utilisation du diagramme de phase peut être trompeuse lorsqu’on étudie un liquide ou un solide dans une atmosphère à une pression P et à une température T. En effet, on aurait tendance à dire que la vapeur ne peut exister que si T > Teb(P) (cas d’un liquide) ou T > Tsub(P) (cas d’un solide). Or l’expérience courante montre que ce n’est pas le cas : une flaque d’eau s’évapore même si T < Teb à la pression atmosphérique. L’erreur faite ci-dessus provient du fait que la pression lue sur le diagramme de phase est la pression de la vapeur du constituant, qui n’est égale à la pression totale que dans le cas d’un corps pur.
En réalité, dès qu’il existe un espace libre au-dessus d’un liquide ou d’un solide, cet espace est occupé par une quantité plus ou moins grande de la vapeur correspondante. Cette quantité est telle que la pression partielle de la vapeur du constituant est égale à la pression d’équilibre liquide/vapeur ou solide/vapeur lue sur le diagramme de phase à la température fixée. Cette pression est appelée pression de vapeur saturante ou tension de vapeur.
