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Dynamique d’un système de particules
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Fig. 9—l&
Relation entre la chaleur, le travail et l’énergie interne
Q est absorbée par le système et le travail W… est fourni au système. Leur somme
Q +
W… est emmagasinée sous forme d’énergie interne U — U0 du système.
Quelquefois, et particulièrement dans les applications industrielles, au lieu d’écrire
le travail extérieur Wext fourni au système, on écrit le travail extérieur Wsyst fourni
par le système, qui n’est autre que la valeur changée de signe du travail fourni
au système. En faisant W… = —Wsys,, nous avons à la place de l’Eq. (9.52):
U _— UG : Q __ Wsygt.
(9.53)
L’équation (9.53) est représentée sur la Fig. 9—18(b): La chaleur Q est absorbée
par le système, le travail Wsyst est fourni par le système, et la différence Q — W,),t
est emmagasinée sous forme d’énergie interne U —— U() du système.
Les énoncés en relation avec les Eqs. (9.52) et (9.58) constituent ce qu’on appelle
la première loi de la thermad0ynamique, qui n’est autre que la loi de conservation de
l’énergie appliquée à des systèmes ayant un grand nombre de particules, le travail
extérieur étant séparé pour plus de commodité en deux termes statistiques, l’un qu’on
appelle encore travail et l’autre appelé chaleur. Puisqu’il en a été assez dit dansce
chapitre pour permettre à l’étudiant de comprendre la signication des notions de
chaleur et de température telles qu’elles seront utilisées de temps en temps dans les
chapitres suivants, nous ne poursuivrons pas plus loin l’étude de la thermodynamique
pour le moment.
9Æ2
Le théorème du viriet pour un ensemble de particutea
Dans ce chapitre nous allons étendre le théorème du viriel, introduit au paragraphe
8.13 dans le cas d’une seule particule, à un système de particules. Sous sa forme
nouvelle on peut l’appliquer pour étudier les propriétés moyennes ou statistiques des
ensembles de particules et tout particulièrement des gaz.
Consrderons, pour simplier, un système composé de deux particules m1
et m2.
Nous 1ntroduisons la grandeur scalaire
A : m1'Dî " n + m2'Ü2 ° r’2 : zzmivi . ri,
(9.54)
que est simplement
la généralisation de la grandeur A dénie pour une particule uniqueEn prenant la derivee de A par rapport à t, nous avons
(1/1
du
dr
dv
d"2
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:
mlÎt—°rl
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par le système, qui n’est autre que la valeur changée de signe du travail fourni
au système. En faisant W… = —Wsys,, nous avons à la place de l’Eq. (9.52):
U _— UG : Q __ Wsygt.
(9.53)
L’équation (9.53) est représentée sur la Fig. 9—18(b): La chaleur Q est absorbée
par le système, le travail Wsyst est fourni par le système, et la différence Q — W,),t
est emmagasinée sous forme d’énergie interne U —— U() du système.
Les énoncés en relation avec les Eqs. (9.52) et (9.58) constituent ce qu’on appelle
la première loi de la thermad0ynamique, qui n’est autre que la loi de conservation de
l’énergie appliquée à des systèmes ayant un grand nombre de particules, le travail
extérieur étant séparé pour plus de commodité en deux termes statistiques, l’un qu’on
appelle encore travail et l’autre appelé chaleur. Puisqu’il en a été assez dit dansce
chapitre pour permettre à l’étudiant de comprendre la signication des notions de
chaleur et de température telles qu’elles seront utilisées de temps en temps dans les
chapitres suivants, nous ne poursuivrons pas plus loin l’étude de la thermodynamique
pour le moment.
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Le théorème du viriet pour un ensemble de particutea
Dans ce chapitre nous allons étendre le théorème du viriel, introduit au paragraphe
8.13 dans le cas d’une seule particule, à un système de particules. Sous sa forme
nouvelle on peut l’appliquer pour étudier les propriétés moyennes ou statistiques des
ensembles de particules et tout particulièrement des gaz.
Consrderons, pour simplier, un système composé de deux particules m1
et m2.
Nous 1ntroduisons la grandeur scalaire
A : m1'Dî " n + m2'Ü2 ° r’2 : zzmivi . ri,
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la généralisation de la grandeur A dénie pour une particule uniqueEn prenant la derivee de A par rapport à t, nous avons
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