Chapitre I : La température, la pression

I La température, la pression

I.I La température

I.I.1 Principe zéro de la thermodynamique I.I.1.a Notions de contact et d'équilibre thermique

On considère deux systèmes A et B isolés définis par des états initiaux A1 et B1 déterminés.

A₁ B1

Mettons-les en contact thermique, c'est-à-dire arrangeons-nous pour qu'ils ne soient plus séparés que par une paroi perméable aux transferts thermiques (ils ne sont alors en mesure que d’effectuer des échanges par transferts thermiques, à l’exclusion de toute autre forme d’échange).

A2 B2

On observe en général que leurs états évoluent et tendent, plus ou moins rapidement, vers des états finaux A2 et B2

déterminés. On dit alors que les deux systèmes sont en équilibre thermique.

La nature de la paroi n'a aucune influence sur les états finaux mais agit sur le temps nécessaire à la réalisation de l'équilibre.

I.I.1.b Enoncé du principe zéro Formalisé par SOMMERFELD¹ :

Si deux systèmes thermodynamiques A et B sont chacun en équilibre thermique avec un troisième système C, alors ils sont eux même en équilibre thermique.

Ce principe se contente d'énoncer que la relation d'équilibre thermique est transitive. Elle est de toute évidence réflexive et symétrique : c'est donc une relation d'équivalence.

I.I.1.c Notion de température

L'existence de classes d'équivalence pour la relation d'équilibre thermique traduit l'existence d'une propriété commune aux systèmes appartenant à une même classe. Cette propriété est la température, notée T.

Tous les systèmes en équilibre thermique ont donc même température et inversement, les systèmes qui ne sont pas en équilibre thermique ont des températures différentes.

On peut remarquer que cette définition est affranchie de toute mesure de cette température, mais que de nombreux dispositifs de mesure de la température utilisent l'équilibre thermique.

Il existe une relation d'ordre sur les températures : lorsque l'on met en contact thermique deux systèmes n'étant pas initialement à l'équilibre thermique, il s'opère entre eux un transfert thermique : si B reçoit le transfert thermique de la part de A alors TA > TB. I.I.2 Grandeurs thermométriques, échelles de température

I.I.2.a Grandeurs thermométriques

C'est un paramètre d'état d'un système qui, éventuellement, dans certaines conditions, ne dépend que de sa température et satisfait à la même relation d'ordre. On se propose d'utiliser cette grandeur pour repérer la température.

Plutôt que de choisir la grandeur elle-même qui dépendrait trop du système de référence, on peut repérer la température par une fonction de cette grandeur qui prend des valeurs croissantes avec la température. On définit ainsi une échelle thermométrique et le système de référence s'appelle un thermomètre.

Exemple : soit un thermomètre à alcool ou à mercure, on repère la température grâce à la hauteur de liquide dans le tube qui le contient et non grâce au volume de ce liquide, qui est pourtant le paramètre d'état variant avec la température.

Pour éviter que la température ainsi repérée ne dépende de la forme ou de la masse du système de référence, la relation qui lie la grandeur thermométrique et la température comporte des paramètres qu'on détermine en mettant le thermomètre en contact avec des systèmes dont la température est fixée conventionnellement : ce sont les repères thermométriques.

1 Arnold SOMMERFELD (Königsberg, 1868 – Münich, 1951) : physicien et mathématicien allemand.

Arnold SOMMERFELD

I.I.2.b Echelle centésimale

Les repères thermométriques couramment utilisés consistent en un système comportant un corps pur à l'équilibre sous deux phases, la pression étant fixée : soit un solide en équilibre avec le liquide correspondant, soit le liquide en équilibre avec sa vapeur (nous aurons l'occasion dans ce cours de faire l'étude des changements d'état des corps purs).

On définit les échelles centésimales linéaires en fixant une relation affine entre la grandeur thermométrique g et la température

 en degrés centésimaux : g = a + b

Les deux constantes a et b sont déterminées en posant égale à 0 la température de la glace en équilibre avec de l'eau saturée d'air sous la pression atmosphérique normale et à 100 celle de l'eau en ébullition sous la même pression.

On trouve la relation liant g et  :

   

   

0

100 100 0

g g

g g

   



Théoriquement, la détermination d'une température doit être faite en mettant en contact le système et le thermomètre dans une enceinte thermiquement isolée et en attendant que l'équilibre thermique s'établisse. Pratiquement, si le thermomètre est de volume suffisamment petit, il pourra indiquer la température locale d'un système hors équilibre.

Il est à noter que la température ainsi définie n'est pas une grandeur mesurable mais seulement une grandeur repérable ; en effet le rapport de deux températures n'a pas de sens physique, il change de valeur suivant que la température est repérée à l'aide d'une échelle ou d'une autre.

Exemple : Il existe une autre échelle centésimale utilisée principalement dans les pays anglo-saxons, l'échelle Fahrenheit² ; celle-ci se déduit de l'échelle centésimale que nous utilisons par ' = 1,8 + 32. Il est évident que le rapport de deux températures exprimées en °F est différent de celui des mêmes températures exprimées dans notre échelle centésimale.

Il existe cependant une température mesurable : la température thermodynamique. L'échelle de température des gaz parfaits que nous allons définir est une température thermodynamique.

I.I.3 Propriétés des gaz aux faibles pressions

L'étude des gaz au cours des siècles a conduit à la formulation de différentes lois :

I.I.3.a Loi de BOYLE³ - MARIOTTE⁴ (B. 1662 ; M. 1676)

La pression et le volume d'une masse donnée de gaz, à température constante, sont des grandeurs inversement proportionnelles l'une à l'autre.

pV = cte à T = cte

Pour les gaz réels, la variation relative de pV quand on passe de 0 à 1 atm est de l'ordre de 10^3 à 10^2.

I.I.3.b Loi de CHARLES⁵ (1787)

A pression constante, la loi de dilatation d’une quantité donnée de gaz est linéaire : V V 01 



T T 0



.  dépend de p, cette loi n’est pas valable aux hautes pressions. Lorsque p tend vers zéro,  tend vers une valeur universelle, indépendante du gaz (1/273,15 lorsque les températures sont exprimées en °C).

I.I.3.c Loi de GAY-LUSSAC⁶ (G.-L. 1802)

A pression constante, la loi de dilatation d’une quantité donnée de gaz est linéaire : p p01 



T T 0



^.  dépend de V, cette loi n’est pas valable aux

volumes faibles. Lorsque V tend vers l’infini,  tend vers une valeur universelle, indépendante du gaz (1/273,15 lorsque les températures sont exprimées en °C).

2 Daniel FAHRENHEIT (Dantzig, 1686 – La Haye, 1736) : physicien allemand, est à l'origine de la forme que nous connaissons des thermomètres à liquide.

3 Sir Robert BOYLE (Lismore Castle, 1627 – Londres, 1691) : physicien et chimiste anglo-irlandais

4 Abbé Edme MARIOTTE (Dijon, 1620 – Paris, 1684) : physicien français

5 Jacques CHARLES (Beaugency, 1746 – Paris, 1823) : physicien français

6 Louis-Joseph GAY-LUSSAC (St Léonard de Noblat, 1778 – Paris, 1850) : physicien et chimiste français

Sir Robert BOYLE

Louis-Joseph GAY-LUSSAC Jacques CHARLES

I.I.3.d Loi d'AVOGADRO⁷ – AMPERE⁸ (AV. 1811 ; AMP. )

Le produit pV à une température donnée est proportionnel au nombre de molécules.

Les écarts, dans les conditions normales, sont encore de l'ordre de 10^3 à 10^2. I.I.3.e Lois limites

Si l'on fait tendre la pression vers zéro, le produit pV pour un gaz à une température donnée tend vers une limite finie. L'expérience montre que cette valeur limite satisfait rigoureusement aux lois de GAY-LUSSAC et d'AVOGADRO.

On doit donc considérer ces deux dernières lois comme des lois limites, rigoureusement vérifiées pour les pressions infiniment petites et approximativement vérifiées pour les pressions usuelles.

I.I.4 Le gaz parfait I.I.4.a Définition

Un gaz parfait est un gaz qui satisfait rigoureusement aux lois limites approximativement vérifiées par les gaz réels.

Le modèle du gaz parfait suppose les molécules ponctuelles et sans interaction.

I.I.4.b Echelle de température des gaz parfaits

On définit une échelle de température en prenant comme grandeur thermométrique le produit pV d'un gaz parfait :

Par définition, le rapport des produits pV d'un gaz à deux températures différentes est égal au rapport des deux températures.

Il découle de ce qui précède, que la température ainsi définie est bien une grandeur mesurable.

L'échelle est entièrement définie par le choix de la valeur d'une température de référence : on choisit la valeur de 273,16 pour le point triple de l'eau (état d'équilibre entre les trois phases, solide-liquide-gaz, de l'eau). On a ainsi

défini l'échelle KELVIN (symbole : K) ou échelle de température absolue notée T.

A partir du 20 mai 2019, Le Kelvin, symbole K, est l'unité de température thermodynamique du SI. Il est défini en prenant la valeur numérique fixée de la constante de Boltzmann, k, égale à 1,380 649 × 10^–23 lorsqu'elle est exprimée en J K^–1, unité égale à kg.m² s^–2.K^–1, le kilogramme, le mètre et la seconde étant définis en fonction de h, c et Cs9.

Il revient pratiquement au même de poser égale à 273,15 K la température d'équilibre entre la glace et l'eau saturée d'air sous la pression atmosphérique normale (point zéro des échelles centésimales).

I.I.4.c Echelle CELSIUS¹⁰

Elle est définie par translation de l'échelle KELVIN : t(°C) = T(K)  273,15.

Elle coïncide donc approximativement avec l'échelle centésimale : 0°C = 0°cent. ; 100°C  100°cent..

I.I.4.d Equation d'état du gaz parfait

Il découle de façon évidente de ce qui précède son équation d'état : pV = nRT où n est le nombre de moles du gaz, R = 8,315 J.mol^1.K^1 est la constante des gaz parfaits.

I.I.5 Interprétation microscopique de la température

La température est la manifestation macroscopique de l’énergie cinétique microscopique des molécules composant le système.

7 Comte Amedeo AVOGADRO (Turin, 1776 – id. 1856) : chimiste et physicien italien (le buste présenté a été érigé en 1956 dans un jardin public de Vercelli)

8 André-Marie AMPERE (Lyon, 1775 – Marseille, 1836) : physicien français

9 Voir les définitions des unités SI dans le cours de Préliminaires au cours de physique

10 Anders CELSIUS (Uppsala, 1701 – id. 1744) : physicien et astronome suédois

Comte A. AVOGADRO

André-Marie AMPERE

Anders CELSIUS

I.I.6 Ordres de grandeur

Valeur Exemples

0 Zéro absolu : particules parfaitement immobile (impossible à atteindre) 100 pK = 10^10 K Température la plus basse jamais produite en laboratoire.

mK Excitation dans le domaine des ondes radio, micro-ondes (Loi de Wien)

1 K Ordre de grandeur de la température la plus froide dans l’Univers (nébuleuse du Boomerang)

Crédits photo : NASA, télescope spatial Hubble 2,725 K Température du fond diffus cosmologique

4,22 K Ebullition de ⁴He sous la pression atmosphérique (3,2 K pour ³He) 10 à 100 K 20,28 : ébullition du dihydrogène sous la pression atmosphérique

53 : température moyenne à la surface de Neptune

77,35 : ébullition du diazote sous la pression atmosphérique 90,19 : ébullition du dioxygène sous la pression atmosphérique

100 à 1000 K 179,95 : température la plus froide enregistrée à la surface de la Terre (antarctique, 10 août 2010) 273,15 : fusion de l’eau sous la pression atmosphérique

373,15 : ébullition de l’eau sous la pression atmosphérique 10³ à 10 K Excitation dans le domaine de la lumière visible (Loi de Wien)

1170 : grandes flammes de feu de bois

1500 : flamme de bec Bunsen (2100 pour un bec de Mecker) 3683 : fusion du tungstène sous la pression atmosphérique 5780 : surface du Soleil

5828 : ébullition du tungstène sous la pression atmosphérique 9900 : surface de Sirius A

11×10³ Surface de Rigel

3×10⁵ Température estimée à 17 mètres de Little Boy à la détonation

5×10⁶ Couronne solaire

13,6×10⁶ Noyau du Soleil

10⁸ Température nécessaire pour une fusion nucléaire contrôlée 10⁹ Température 100 s après le Big bang

10¹⁰ Explosions de Supernovæ

10¹¹ Température 10 s après le Big bang 10¹² Température 100 µs après le Big bang

1,416785×10³² Température de Planck, 5×10^44 s (temps de Planck) après le Big bang

I.II La pression

I.II.1 Introduction : milieux continus

On appelle milieu continu un milieu dont les propriétés varient continûment d’un point à un autre dans un domaine fini de l’espace. Ce n’est en toute rigueur pas le cas des milieux matériels du fait de la nature discrète de la matière (atomes, molécules,…).

Toutefois, on peut, en n’envisageant comme volume élémentaire que des volumes très grands devant les dimensions microscopiques, faire en sorte que les discontinuités n’apparaissent pas, ce qui est conforme à notre perception de notre environnement. Afin de pouvoir définir des grandeurs locales (champs), il importe que ces volumes élémentaires restent très inférieurs aux dimensions macroscopiques du système envisagé. Un tel ordre de grandeur, intermédiaire entre les dimensions microscopique et macroscopique, est appelé mésoscopique (voir chapitre précédent).

Exemple : un cube d’eau de 0,1 µm de côté contient environ 3.10⁷ molécules.

I.II.2 Forces exercées sur un milieu continu, fluides I.II.2.a Forces de champ et de contact

Considérons comme système une partie d’un milieu continu dont la frontière est entièrement comprise dans ce milieu. Ce système est soumis à des forces que l’on peut distinguer en deux groupes :

 des forces de champ exercées sur tous les éléments matériels. Ce sont par exemple des forces de gravitation, inertielles, ou, si le système possède une charge électrique, des forces d’origine électrique et/ou magnétique. On peut les caractériser par une densité volumique : dF1 

 

M d1 _.

Exemple : en appelant (M1) la masse volumique au point considéré, si le système est dans un champ de pesanteur g, le volume élémentaire d situé autour du point M1 subit la force dF1 = (M1)g d d’où 

 

M1  

 

M1 g

 des forces de contact exercées par le milieu extérieur au niveau de la frontière, on peut les caractériser par une densité surfacique : dF2  

 

M dS2

.

Rigoureusement, il s’agit également de forces de champ mais à très court rayon d’action et ne faisant donc intervenir qu’une très faible épaisseur de matière, ce que l’on assimile à une surface et qui justifie que l’on considère ces forces comme surfaciques.

Exemple : les actions de contact sont dues à la répulsion électrostatique des nuages électroniques des molécules à la périphérie du système.

I.II.2.b Définitions d’un fluide et de la pression

On appelle fluide un milieu continu pour lequel, à l’équilibre, les forces de surface et donc les densités surfaciques de force, sont normales à l’élément sur lequel elles s’appliquent et ce, quelles que soient les forces de champ.

Dans ces conditions on a alors : df  dS pdS

où dS est le vecteur élément de surface, orienté conventionnellement de l’intérieur vers l’extérieur de la surface fermée délimitant le volume de fluide considéré et normal à celle-ci.

Le scalaire p ainsi défini, généralement positif, est la pression au point considéré.

Il résulte de cette définition que la pression est homogène à une force surfacique, qui s’exprime dans le système international en Pascal : 1 Pa = 1 N.m^2. Cela dit, on utilise plus couramment des unités telles que le bar (1 bar = 10⁵ Pa), l’atmosphère (1 atm = 101325 Pa) et, pour les faibles pressions, le Torr (1 Torr  1 mm Hg  131,6 Pa).

Remarques

 Une conséquence de cette définition du fluide est qu’il a la propriété de se déformer sous l’action d’une force de contact tangentielle aussi petite soit-elle ; la déformation peut prendre des valeurs aussi grandes que l’on veut sous réserve d’attendre éventuellement suffisamment longtemps.

 Cette qualité les distingue des corps plastiques qui se comportent comme des solides tant que les contraintes qu’ils subissent n’atteignent pas un certain seuil.

 Un fluide adopte la forme du récipient (solide) qui le contient. On distingue les liquides qui ont un volume propre, des gaz qui occupent tout le volume que l’on met à leur disposition.

 Les fluides non visqueux (parfois dits parfaits, quoique cela n’ait rien à voir avec la notion de gaz parfait) conservent cette propriété hors équilibre.

I.II.3 Pression en un point d’un fluide, isotropie de la pression

La définition de la pression donnée ci-dessus faisant intervenir l’élément de surface au point considéré, on peut se demander si, en un point du fluide, l’orientation de la surface élémentaire a une influence sur la valeur de la pression au point considéré :

sur le schéma ci-contre, en considérant deux surfaces 1 et 2 délimitant deux portions de fluide, et le point M appartenant à leur intersection, l’écriture de l’équilibre du volume de fluide délimité par 1 conduit à la définition d’une

pression p1 en M, celle du volume de fluide délimité par 2 conduit à la définition d’une pression p2 en M. Y a-t-il une relation entre p1 et p2 ?

Nous admettrons l’isotropie de la pression : en un point d’un fluide à l’équilibre, la pression s’exerçant sur une surface ne dépend pas de l’orientation de celle-ci.

I.II.4 Applications

I.II.4.a Fluides incompressibles et homogènes I.II.4.a.i Définition

On admettra que l’on peut donner comme définition d’un fluide incompressible que la masse volumique d’un tel fluide ne dépend pas de la pression. Les liquides sont généralement considérés avec une très bonne approximation comme des fluides incompressibles au contraire des gaz qui sont eux fortement compressibles.

d M₁ dF₁ M₂

dF₂ dS

₁

₂

M dS1(M)

dS2(M) fluide

I.II.4.a.ii Evolution de la pression avec l’altitude

On admet que cette évolution est régie, dans un fluide incompressible de masse volumique  par la loi : p  gzcte    p g z, où z représente l’altitude et g l’accélération de la pesanteur Cette équation est appelée équation barométrique.

I.II.4.a.iii Baromètres et manomètres

La relation précédente est exploitée pour réaliser des mesures de pression.

Imaginons le dispositif suivant :

Un tube en U contient un liquide incompressible de masse volumique . Si le gaz qui le surmonte a une pression p1 dans la branche de gauche et une pression p2

dans la branche de droite, on déduit de l’équation fondamentale de la statique des fluides la relation :

p2 – p1 = gh On réalise ainsi un manomètre.

Cela justifie l’usage comme unité de pression des cm ou mm de mercure, liquide de masse volumique élevée couramment employé par le passé dans de tels dispositifs.

Il est toujours d’usage de mesurer la pression sanguine (tension artérielle) en Torr (mm Hg).

Si l’une des deux branches a été remplie de liquide

puis fermée, le vide règne au-dessus du liquide, et on peut déduire de la dénivellation la valeur de la pression atmosphérique, on réalise alors un baromètre.

Les manomètres modernes utilise la déformation d’une membrane ou capsule métallique.

Il en découle que si plusieurs récipients communicants et contenant un même liquide sont tous ouverts sur la pression atmosphérique, l’altitude atteinte par le liquide est la même dans chaque récipient, indépendamment de sa forme et de sa contenance :

Exemplaire du lycée Duclaux, Aurillac

Cette propriété des vases communicants est mise à profit dans de nombreux dispositifs : niveaux, écluses, principe du siphon,…

Baromètre de Fortin Coll. Lycée CARNOT

p1 p2



h g

vide patm



h g

I.II.4.b Les fluides compressibles : modèle d’atmosphère isotherme

Considérons l’air comme un gaz parfait. En considérant comme composition approximative 80% de diazote (28 g.mol^1) et 20% de dioxygène (32 g.mol^1), on obtient une masse molaire approximative M = 29 g.mol^1.

On déduit de l’équation d’état des gaz parfaits la relation entre la masse volumique et la pression :

m

m M pM V V RT

    .

On admet la loi d’évolution de la pression avec l’altitude dans le cas où la température est uniforme (programme de deuxième année) :

0exp Mgz

p p

RT

 

  ^{, où p0} représente la pression au niveau z = 0.

En réalité, cette expression n’est pas représentative de l’évolution de la pression

atmosphérique dans la troposphère (0 < z < 11 km) mais dans les basses couches de la stratosphère (11 km < z < 20 km), avec une température de l’ordre de –58°C.

I.II.4.c Homogénéité de la pression dans un gaz

Il résulte directement de ce qui précède qu’en bonne approximation, pour des volumes de gaz de hauteur faible devant celle de l’atmosphère, on considère que la pression est homogène dans le volume du gaz.

I.II.5 Forces pressantes : résultante des forces de pressions sur un solide La force élémentaire s'exerçant sur un élément de surface dS du fait de la pression du fluide avec lequel le solide est en contact, est : dF = pdS, à l'équilibre pour un fluide quelconque.

La résultante va s'exprimer par : ^F



_M^{p M}

 

^dS, où  désigne la surface du solide en contact avec le fluide.

Dans les cas simples qui vont nous intéresser, la pression sera uniforme sur la surface  d’aire S envisagée et donc la résultante sera de norme pS, dirigée du fluide vers le solide.

I.II.6 Gaz parfaits et réels

On appelle diagramme d’Amagat¹¹, un diagramme où l’on porte le produit pV en fonction de p.

Dans un tel diagramme, les isothermes d’un gaz parfait c’est-à-dire les courbes pour lesquelles la température est constante, se représente par des droites parallèles à l’axe des pressions en vertu de la loi de Boyle-Mariotte.

En revanche, pour un gaz réel, les isothermes s’écartent de cette droite idéale mais tendent vers elle quand p tend vers zéro

Un certain nombre de gaz réels obéissent approximativement à une équation d’état connue sous le nom de Van der Waals qui s’écrit, pour une mole :

 

2 m

m

p a V b RT V

 

  

 

  . Pour de tels gaz, les isothermes en diagramme d’Amagat ont l’allure ci-contre (isothermes de CO2, d’après les travaux d’Amagat).

Un gaz réel tend à se comporter comme un gaz parfait

lorsque la pression tend vers zéro ou que la température tend vers l’infini.

Cela est lié au fait que, dans ces conditions, on peut négliger les interactions entre molécules de gaz, soit parce que celles-ci sont très éloignées les unes des autres (p0) ou parce qu’elles deviennent très inférieures à l’énergie cinétique (T∞).

11 Émile Hilaire Amagat (2 janvier 1841 à Saint-Satur (Cher), 15 février 1915, id.) : physicien français

Gaz %

N2 78

O2 21

Ar 0,93

H2O 0-4

CO2 0,033

Ne 0,0018

Kr 0,000114

H2 0,00005

N2O 0,00005

Xe 0,0000087

Composition de l’atmosphère au voisinage du sol

Émile Hilaire Amagat

M dS dF



pV

p gaz parfait

H2

O₂ nRT

I.II.7 Interprétation microscopique de la pression

La pression est la manifestation macroscopique des chocs exercés par les molécules de fluide sur la paroi du récipient le contenant ou sur la partie sensible d’un manomètre.

I.II.8 Ordres de grandeur I.II.8.a Pression

Pression (Pa) Pression (bars) Exemple

1 fPa 10^20 Pression du milieu interstellaire.

20×10^ 2×10^10 Seuil de l'audition humaine. Les oscillations de la pression de l'air (pression acoustique) de cette amplitude, aux fréquences entre 1 et 5 kHz, sont les plus petites que l'oreille peut entendre dans un environnement sans bruit

100 10^3 Pression acoustique correspondant au seuil de la douleur 611,2 6,112×10^3 Pression de point triple de l’eau pure

101,325 kPa 1,01325 Pression atmosphérique au niveau de la mer 280 à 350 kPa 2,8 à 3,5 Pression dans un pneumatique de voiture 407 à 607 kPa 4,07 à 6,07 Pression dans une bouteille de Champagne

10 MPa 100 Pression de l’eau dans les nettoyeurs haute pression 20 MPa 200 Pression d'une bouteille de plongée en aluminium.

10 GPa 100 000 Pression de formation du diamant 380 GPa 3,8×10⁶ Pression au centre de la terre

35 PPa 3,5×10¹¹ Pression à l'intérieur du noyau du Soleil.

I.II.8.b Volumes molaires ou massique

Le volume molaire d’un gaz est, dans des conditions usuelles, de l’ordre de grandeur de celui du gaz parfait dans les mêmes conditions, soit :

m

V RT pV nRT V

n p

    . A 0°C et 1 atm (273,15 K et 10⁵ Pa), on trouve 22,4 L.mol^1.

Le volume massique s’obtient par : V^m

vM, où M est la masse molaire.

Par exemple, dans les mêmes conditions que précédemment, v(H2) = 11,2 m³.kg^1, v(O2) = 0,7 m³.kg^1.

On constate que, les volumes massiques des phases condensées, liquides ou solides, sont très inférieures à celles des gaz

I.III Annexe : programme officiel

Notions et contenus Capacités exigibles

1. Description macroscopique d’un système à l'équilibre État d’équilibre d’un système soumis aux seules forces de pression.

Pression, température, volume, équation d’état.

Exemples d’un gaz réel aux faibles pressions et d’une phase condensée peu compressible peu dilatable.

Comparer le comportement d’un gaz réel au modèle du gaz parfait sur des réseaux d’isothermes en coordonnées de Clapeyron ou d’Amagat.

Connaître et utiliser l’équation d’état des gaz parfaits.

Calculer une pression à partir d’une condition d’équilibre mécanique.

Connaître quelques ordres de grandeur de volumes molaires ou massiques dans les conditions usuelles de pression et de température.

Matériau Volume massique (m³.kg^1)  Eau liquide 10^3

Essence 1,3×10^

Huiles végétales 1,1×10^

Eau glace 1,1×10^

Béton armé 4×10^4

Acier 1,3×10^4

Diamant 2,9×10^4

Osmium 4,4×10^5