Thermodynamic and Mechanical Study/fr

1. Périmètre et méthode

Cette étude décrit le cycle thermodynamique complet de la machine Dada sous forme symbolique, en mode réfrigération ainsi qu’en mode moteur. Le modèle couple une cinématique imposée des deux pistons, des volumes de gaz bien mélangés, des échangeurs thermiques 0D, des clapets passifs et une fermeture hydraulique compressible générique.

L'origine du cycle est fixée au volume maximal du grand cylindre, avec :

$t=0,\theta (0)=0,V_L(0)=V_{L,max}.$

Les quatre volumes de gaz sont :

• $S$ : petit cylindre ;
• $L$ : grand cylindre ;
• $H_i$ : échangeur thermique "Heat-in", situé sur le chemin hydraulique $S\to L$ et qui apporte de la chaleur au gaz ;
• $H_o$ : échangeur thermique "Heat-out", situé sur le chemin hydraulique $L\to S$ et qui enlève de la chaleur au gaz.

Les deux branches hydrauliques ont des sens de circulation fixes :

$S\to H_i\to L,$

$L\to H_o\to S.$

Chaque branche comporte un clapet passif, qui peut être installé d’un côté ou de l'autre de son échangeur de chaleur. Les deux configurations possibles pour la branche d'arrivée de chaleur sont :

$S\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_i\to H_i\to L,$

ou :

$S\to H_i\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_i\to L.$

De même, la branche heat-out peut être agencée ainsi :

$L\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_o\to H_o\to S,$

ou :

$L\to H_o\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_o\to S.$

Dans tous les cas, le clapet impose le même sens de circulation général dans sa branche. Sa position par rapport à l'échangeur de chaleur est un paramètre de conception car, lorsque le clapet est fermé, il détermine quel cylindre reste hydrauliquement relié au volume de l'échangeur.

La fonction physique de chaque échangeur de chaleur est indépendante du mode de fonctionnement. Ce qui change entre le fonctionnement en mode frigorifique et le fonctionnement en mode moteur, c'est le réservoir thermique externe auquel chaque échangeur est relié.

Le cycle est décrit par quatre phases hydrauliques/thermodynamiques : compression, transfert à travers $H_o$ depuis $L$ à $S$ , expansion et transfert à travers $H_i$ depuis $S$ à $L$ En mode réfrigération, à partir de l'origine de référence utilisée dans cette étude, ces phases se succèdent dans cet ordre. Le fonctionnement du moteur inverse le sens de rotation de la manivelle. La chronologie thermodynamique résultante doit être recalculée en conservant l'orientation des clapets et en inversant l'affectation des réservoirs ; il est détaillé au paragraphe 6.6.

Les limites des phases décrivent la cinématique et le régime thermodynamique dominant. Elles ne correspondent pas aux événements de clapets. L'ouverture et la fermeture des clapets sont déterminées indépendamment par la différence de pression locale à travers chaque clapet ; les transferts de masse et de chaleur peuvent donc se poursuivre pendant la compression ou la détente, et un événement de clapet peut se produire au sein d'une phase cinématique.

Les deux phases de transfert sont prévues quasi-isobares : un cylindre se vide tandis que l’autre se remplit, et la variation de pression doit rester faible comparé à celle observée lors de la compression et de la détente. La compression et la détente peuvent impliquer le mouvement simultané des deux pistons dans le même sens volumétrique, de sorte que les deux cylindres peuvent contribuer simultanément à la phase de variation de pression.

Pour comparer avec un cycle thermodynamique idéal, la compression et la détente peuvent être idéalisées comme transformations adiabatiques ; si elles sont en plus réversibles, elles sont isentropiques. Il ne s’agit que d’une référence, la machine réelle n’impose ni transfert de chaleur nul, ni transfert de masse nul, ni clapets fermés pendant la compression et la détente, et aucune construction permettant d’assurer des phases parfaitement adiabatiques n’est supposée ici.

1.1 Hypothèses de premier niveau

Le modèle repose sur les hypothèses suivantes :

• gaz monophasique, parfait et calorifiquement parfait ;
• propriétés constantes $R$, $C_p$, $C_v$, $\gamma$ avec $R=C_p-C_v$ et $\gamma =C_p/C_v$ ;
• chaque volume de gaz est uniforme et bien mélangé ;
• énergie cinétique et énergie potentielle du gaz négligées dans les bilans 0D ;
• volumes des échangeurs fixes ;
• cinématique des pistons imposée ;
• pas de frottement mécanique dans le modèle thermodynamique ;
• échanges thermiques représentés par une conductance globale $UA$ ;
• clapets passifs commandés par la différence de pression.

2. Notations et conventions

2.1 Géométrie et cinématique

Pour $k\in \{S,L\}$ :

$V_{k,min}>0,V_{k,max}>V_{k,min}.$

Le volume balayé est :

$V_{k,\mathrm{s}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{p}\mathrm{t}}=V_{k,max}-V_{k,min}.$

Les volumes thermodynamiques imposés par la mécanique sont :

$V_S=V_S(t),V_L=V_L(t),$

avec leurs dérivées signées :

${\dot{V}}_S=\frac{d{V}_S}{dt},{\dot{V}}_L=\frac{d{V}_L}{dt}.$

La vitesse angulaire de la manivelle est signée :

$\theta (t)=\omega t,{\dot{V}}_k=\omega \frac{d{V}_k}{d\theta },k\in \{S,L\}.$

Le sens récepteur en réfrigération est défini comme positif :

$\omega >0.$

Le fonctionnement moteur utilise la direction de manivelle opposée :

$\omega <0.$

L’origine géométrique est identique dans les deux modes :

$t=0,\theta (0)=0,V_L(0)=V_{L,max}.$

Lorsque seule la valeur absolue de la vitesse volumique est utile :

${\nu }_{V,k}=|{\dot{V}}_k|.$

2.2 Fraction de fermeture cinématique

Pour décrire la fermeture normalisée d'un cylindre :

${\Lambda }_k(t)=\frac{V_{k,max}-V_k(t)}{V_{k,max}-V_{k,min}},k\in \{S,L\}.$

Ainsi ${\Lambda }_k=0$ correspond au volume maximal et ${\Lambda }_k=1$ au volume minimal. Les valeurs ${\Lambda }_L^{\ast }$ et ${\Lambda }_S^{\ast }$ sont des cibles cinématiques nominales aux transitions. La valeur réellement atteinte lors d'un événement de clapet est :

${\Lambda }_{\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{l}}=\Lambda (t_{\mathrm{e}\mathrm{v}\mathrm{e}\mathrm{n}\mathrm{t}}).$

Les évènements de clapets sont déterminés par les pressions locales à travers les clapets et sont indépendants des transitions de phases cinématiques ; ${\Lambda }^{\ast }$ n'est donc pas une condition d'ouverture imposée.

2.3 Variables thermodynamiques

Pour chaque volume $j\in \{S,L,C,H\}$ :

$m_j,U_j,T_j,P_j,V_j.$

Les indices $i$ et $o$ dénotent respectivement le gaz contenu dans $H_i$ et $H_o$.

Le vecteur d'état complet est choisi sous la forme :

$𝐗=(m_S,U_S,m_L,U_L,m_i,U_i,m_o,U_o).$

Les températures et pressions en sont déduites :

$T_j=\frac{U_j}{m_j{C}_v},P_j=\frac{m_{j}R{T}_j}{V_j}.$

Les volumes $V_S(t)$ et $V_L(t)$ sont imposés par la cinématique et ne sont pas des variables d'état thermodynamiques indépendantes. Les volumes $V_i$ et $V_o$ sont constants.

2.4 Convention de signe énergétique

La chaleur est positive lorsqu'elle est reçue par le gaz. Le travail est positif lorsque le gaz fournit du travail :

$\dot{W}=P\dot{V}.$

Par définition des deux échangeurs thermiques physiques :

$Q_i>0,Q_o<0$

dans les conditions de fonctionnement prévues, tant pour le système de réfrigération que pour le moteur.

Le travail net du cycle distingue les deux modes :

$W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}<0$

pour le mode récepteur en réfrigération, alors que :

$W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}>0$

pour le mode moteur.

3. Fermeture thermique et domaine de validité

3.1 Échange avec les réservoirs thermiques

Pour l’échangeur "heat-in" :

${\dot{Q}}_i=(UA{)}_i(T_{i,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}-T_i).$

Dans les conditions de fonctionnement prévues :

$T_i<T_{i,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}\Rightarrow {\dot{Q}}_i>0.$

Pour l’échangeur "heat-out" :

${\dot{Q}}_o=(UA{)}_o(T_{o,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}-T_o).$

Dans les conditions de fonctionnement prévues :

$T_o>T_{o,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}\Rightarrow {\dot{Q}}_o<0.$

Les températures des réservoirs dépendent du mode de fonctionnement

En mode réfrigération :

$T_{i,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}=T_{\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{l}\mathrm{d}},T_{o,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}=T_{\mathrm{h}\mathrm{o}\mathrm{t}}.$

En mode moteur :

$T_{i,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}=T_{\mathrm{h}\mathrm{o}\mathrm{t}},T_{o,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}=T_{\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{l}\mathrm{d}}.$

Ainsi les équations de transfert thermique sont identiques dans les deux modes.

3.2 Domaine de validité thermophysique

Le modèle de base suppose :

$PV=mRT,Z=1,$

$C_p=\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s}\mathrm{t},C_v=\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s}\mathrm{t},\gamma =\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s}\mathrm{t}.$

La validité doit être contrôlée a posteriori sur tout le cycle, notamment par :

$|Z-1|\ll 1,$

et par une faible variation des propriétés thermophysiques, par exemple :

${\epsilon }_{C_p}=\frac{C_{p,max}-C_{p,min}}{C_{p,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{f}}}\ll 1.$

Le fluide doit rester monophasique gazeux et suffisamment éloigné de toute condensation ou transition de phase dans l'ensemble du domaine $(P,T)$ parcouru.

Si ces critères deviennent insuffisants, une extension pourra employer $Z(P,T)$, $C_p(T)$, $C_v(T)$ ou une équation d'état réelle sans modifier l'architecture générale des bilans de masse et d'énergie.

4. Formulations réduites pour les volumes connectés quasi-égalisés en pression.

Le modèle complet traite les quatre volumes de gaz indépendamment. Cependant, dans certaines conditions de fonctionnement, un ensemble de volumes reliés par une résistance hydraulique suffisamment faible peut rester proche d'une pression commune. Un tel ensemble peut alors être traité par une formulation analytique simplifiée.

Notons $𝒞$ tout ensemble connecté de volumes de gaz tel que :

$P_j\approx P_{𝒞},j\in 𝒞.$

La composition de $𝒞$ est déterminéé par la connectivité hydraulique réelle et par la position et l'état des clapets.

Un critère utile d'égalisation de la pression est :

${\epsilon }_{P,𝒞}=\underset{(a,b)\in 𝒞}{max}\frac{|P_a-P_b|}{P_{𝒞}}\ll 1.$

Un faible nombre de Mach interne constitue un contrôle complémentaire :

$M{a}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}=\frac{|u_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}|}{a}\ll 1,$

mais il ne suffit pas, à lui seul, à garantir l'égalisation des pressions.

4.1 Équation de pression pour un ensemble connecté

Définissons le volume total :

$V_{𝒞}=\sum _{j\in 𝒞}{V}_j.$

Seuls les volumes des cylindres varient :

${\dot{V}}_{𝒞}=\sum _{k\in 𝒞\cap \{S,L\}}{\dot{V}}_k.$

Pour un gaz parfait calorifiquement parfait à la pression commune :

$U_{𝒞}=\sum _{j\in 𝒞}{m}_j{C}_v{T}_j=\frac{P_{𝒞}{V}_{𝒞}}{\gamma -1}.$

Chaleur totale reçue par le gaz dans l'ensemble :

${\dot{Q}}_{𝒞}=\sum _{j\in 𝒞}{\dot{Q}}_j.$

La masse traversant la frontière de l'ensemble transporte l'enthalpie depuis son état initial. On définit ainsi le flux net d'enthalpie externe entrant dans l'ensemble :

${\dot{H}}_{𝒞}^{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}=\sum _{\mathrm{i}\mathrm{n}}\dot{m}{C}_p{T}_u-\sum _{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}\dot{m}{C}_p{T}_u.$

La première loi pour l'ensemble connecté complet s’écrit alors :

$\frac{d{U}_{𝒞}}{dt}={\dot{Q}}_{𝒞}+{\dot{H}}_{𝒞}^{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}-P_{𝒞}{\dot{V}}_{𝒞}.$

Et donc :

${\dot{P}}_{𝒞}=\frac{(\gamma -1)({\dot{Q}}_{𝒞}+{\dot{H}}_{𝒞}^{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}})-\gamma P_{𝒞}{\dot{V}}_{𝒞}}{V_{𝒞}}.$

La masse totale de l'ensemble satisfait la condition suivante :

${\dot{M}}_{𝒞}=\sum _{\mathrm{i}\mathrm{n}}\dot{m}-\sum _{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}\dot{m}.$

Les transferts internes de masse et d'enthalpie entre les membres de $𝒞$ s’annulent sur ces bilans globaux.

4.2 Ensemble fermé et connecté

Si aucune masse ne franchit la limite de $𝒞$ :

${\dot{H}}_{𝒞}^{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}=0,{\dot{M}}_{𝒞}=0.$

L'équation de pression devient :

${\dot{P}}_{𝒞}=\frac{(\gamma -1){\dot{Q}}_{𝒞}-\gamma P_{𝒞}{\dot{V}}_{𝒞}}{V_{𝒞}}.$

Si l'ensemble est également adiabatique :

${\dot{Q}}_{𝒞}=0,$

Alors :

$P_{𝒞}{V}_{𝒞}^{\gamma }=\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s}\mathrm{t}.$

C’est un cas limite analytique. Une phase de compression ou de détente de la machine complète n'exige pas que l'ensemble connecté correspondant soit fermé ou adiabatique.

4.3 Échangeur thermique à volume fixe dans un ensemble à pression équilibrée

Pour un échangeur thermique $H_j$ de volume fixe $V_j$ appartenant à $𝒞$ :

$m_j=\frac{P_{𝒞}{V}_j}{R{T}_j}.$

La dérivation donne :

$\frac{{\dot{m}}_j}{m_j}=\frac{{\dot{P}}_{𝒞}}{P_{𝒞}}-\frac{{\dot{T}}_j}{T_j},$

D'où :

${\dot{T}}_j=\frac{T_j}{P_{𝒞}}{\dot{P}}_{𝒞}-\frac{R{T}_j^2}{P_{𝒞}{V}_j}{\dot{m}}_j.$

Le débit massique de l'échangeur ${\dot{m}}_j$ est la somme algébrique des débits réels à travers toutes les liaisons qui y sont connectées. Cette relation est indépendante de la position du clapet, en amont ou en aval de l'échangeur.

Son bilan énergétique peut s'écrire de manière équivalente :

$\frac{V_j}{\gamma -1}{\dot{P}}_{𝒞}={\dot{Q}}_j+\sum _{\mathrm{i}\mathrm{n}}\dot{m}{C}_p{T}_u-\sum _{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}\dot{m}{C}_p{T}_j.$

Ces équations déterminent la distribution locale de la masse et l'évolution de la température une fois les débits hydrauliques connus.

4.4 Cas particulier à deux volumes cylindre-échangeur

Dans le cas particulier d'un cylindre et d'un échangeur thermique connectés à pression quasi uniforme, sans flux entrant ou sortant directement de l'échangeur, définissons le débit massique interne du cylindre vers l'échangeur comme positif.

Soit :

$N=V_{HX}\dot{P}+(\gamma -1)(UA{)}_{HX}(T_{HX}-T_{HX,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}).$

Le débit interne est :

${\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}=\{\begin{array}{cc}\frac{N}{\gamma R{T}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}},& N\ge 0(\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}\to HX),\\ \frac{N}{\gamma R{T}_{HX}},& N<0(HX\to \mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}).\end{array}$

La température de l'échangeur thermique répond alors à :

${\dot{T}}_{HX}=\frac{T_{HX}}{P}\dot{P}-\frac{R{T}_{HX}^2}{P{V}_{HX}}{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}.$

Cette simplification ne doit pas être utilisée lorsqu'un flux externe entre ou sort directement de l'échangeur ; dans ce cas, les bilans généraux des §4.1 et §4.3 s'appliquent.

4.5 Cas particuliers de flux externe unique

Si un ensemble connecté à pression quasi-égale reçoit un seul flux externe ${\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}>0$ à température amont $T_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}$ :

${\dot{P}}_{𝒞}=\frac{\gamma R{T}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}{\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}+(\gamma -1){\dot{Q}}_{𝒞}-\gamma P_{𝒞}{\dot{V}}_{𝒞}}{V_{𝒞}},$

Avec :

${\dot{M}}_{𝒞}={\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}.$

Si à l’inverse l'ensemble fournit un seul flux de sortie externe ${\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}>0$ à partir d'un volume limite à la température $T_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}$ :

${\dot{P}}_{𝒞}=\frac{-\gamma R{T}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}{\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}+(\gamma -1){\dot{Q}}_{𝒞}-\gamma P_{𝒞}{\dot{V}}_{𝒞}}{V_{𝒞}},$

Avec :

${\dot{M}}_{𝒞}=-{\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}.$

Le lieu où le flux externe traverse la frontière de l'ensemble connecté modifie les masses et températures locales, mais pas l'équation de pressions cumulées une fois que l'ensemble $𝒞$, le flux d'enthalpie aux limites, chaleur totale et débits volumiques sont spécifiés.

5. Fermeture hydraulique

5.1 Formulation générique

Toute liaison hydraulique est décrite par une loi générique :

$\dot{m}=\Phi (P_u,P_d,T_u,𝒢,ℱ)$

$u$ et $d$ désignent respectivement l'amont (upstream) et l'aval (downstream). L'enthalpie transportée est celle de l'amont :

${\dot{H}}_{\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{s}\mathrm{s}}=\dot{m}{C}_p{T}_u.$

Pour une liaison bidirectionnelle, l'état amont est déterminé par le sens réel du gradient de pression. Pour un clapet, le débit inverse est interdit. Sur chacune des deux branches hydrauliques, le clapet peut être placé de part et d'autre de l'échangeur de chaleur ; la loi hydraulique doit donc prendre en compte les pressions immédiatement adjacentes à la position du clapet.

5.2 Fermeture de premier niveau par orifice compressible

Une première approximation consiste à employer une aire hydraulique effective :

$(C_{d}A{)}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}},$

qui représente la facilité globale de passage du gaz dans la liaison réelle.

Avec :

$r=\frac{P_d}{P_u},r_{\mathrm{c}\mathrm{r}\mathrm{i}\mathrm{t}}={\left(\frac{2}{\gamma +1}\right)}^{\gamma /(\gamma -1)},$

le débit non étranglé, pour $r>r_{\mathrm{c}\mathrm{r}\mathrm{i}\mathrm{t}}$, est :

$\dot{m}=(C_{d}A{)}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}}{P}_u\sqrt{\frac{2\gamma }{R{T}_u(\gamma -1)}(r^{2/\gamma }-r^{(\gamma +1)/\gamma })}.$

Pour $r\le r_{\mathrm{c}\mathrm{r}\mathrm{i}\mathrm{t}}$ :

$\dot{m}=(C_{d}A{)}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}}{P}_u\sqrt{\frac{\gamma }{R{T}_u}}{\left(\frac{2}{\gamma +1}\right)}^{\frac{\gamma +1}{2(\gamma -1)}}.$

Cette fermeture n'est pas l'essence du modèle : elle pourra être remplacée par une loi plus fidèle aux pertes de charge d'un échangeur réel, d'une conduite ou d'un clapet.

6. Cycle thermodynamique complet

Le cycle est décrit par quatre régimes cinématiques et thermodynamiques successifs : compression, transfert à travers $H_o$ , expansion et transfert à travers $H_i$. Ces phases décrivent l'évolution dominante de la machine ; elles ne sont pas définies par l'état des clapets. L'ouverture et la fermeture des clapets restent déterminées indépendamment par les différences de pression instantanées et peuvent se produire au sein d'une même phase plutôt qu'exactement à ses limites.

La numérotation ci-dessous suit le sens de réfrigération $\omega >0$. Le fonctionnement moteur utilise la même machine physique avec un sens de rotation inversé et est décrit au §6.6.

6.1 Justification thermodynamique des quatre phases

6.1.1 Compression et détente

Compression et la détente sont principalement des phases de variation de pression. Dans la cinématique voulue, les volumes des deux cylindres peuvent diminuer simultanément lors de la compression et augmenter simultanément lors de la détente.

Le travail instantané fourni par le gaz est :

$\dot{W}=P_S{\dot{V}}_S+P_L{\dot{V}}_L.$

Lorsque les pressions dans les deux cylindres sont du même ordre de grandeur, les contributions des deux pistons s’additionnent lors d’une détente simultanée et participent toutes deux au travail nécessaire lors d’une compression simultanée. Cela permet aux volumes balayés des deux cylindres de contribuer aux phases du cycle au cours desquelles la pression varie.

Dans un cycle de référence réversible idéal, la compression et la détente peuvent être considérées comme adiabatiques et réversibles. Cette condition n'est pas imposée à la machine réelle. Les échangeurs restent thermiquement couplés au gaz, la redistribution de masse peut se poursuivre et les clapets ne sont pas nécessairement fermés pendant toute la phase de compression ou de détente.

6.1.2 Phases d'échange

Lors d'une phase d'échange, le gaz est transféré d'un cylindre à l'autre à travers un échangeur thermique. La résistance hydraulique exige une différence de pression finie pour produire un débit massique fini. Cette différence de pression est intrinsèquement irréversible.

Pour la contribution des pertes hydrauliques idéalisée localement comme un processus d'étranglement adiabatique et isenthalpique d'un gaz parfait calorifiquement parfait :

$h_u=h_d\Rightarrow T_u=T_d,$

et donc :

$\Delta s_{\mathrm{h}\mathrm{y}\mathrm{d}}=R\ln \left(\frac{P_u}{P_d}\right)>0\text{for}{P}_u>P_d.$

La limite réversible est donc :

$P_u-P_d\to 0.$

Les phases d'échange tendent donc idéalement vers un fonctionnement quasi-isobare. Une machine réelle de dimensions finies conserve une différence de pression finie car un débit fini doit traverser les résistances hydrauliques.

L'égalisation de pression entre des volumes communicants à un instant donné n'implique pas, en soi, que leur pression commune reste constante tout au long de l'échange. Soit $𝒞$ un ensemble fermé de volumes de gaz communicants qui sont approximativement à la même pression $P$. Pour un gaz parfait :

$M_{𝒞}=\frac{P}{R}\sum _{j\in 𝒞}\frac{V_j}{T_j},$

et donc :

$P=\frac{M_{𝒞}R}{\sum _{j\in 𝒞}{V}_j/T_j}.$

À masse constante, une transformation parfaitement isobare nécessite :

$\frac{d}{dt}\left(\sum _{j\in 𝒞}\frac{V_j}{T_j}\right)=0.$

Les mouvements des pistons et l'évolution de la température doivent donc se compenser. Des variations de volume égales dans les cylindres ne sont ni requises ni généralement attendues.

La même condition peut être exprimée par le biais du bilan énergétique. Pour un ensemble quasi-égalisé en pression :

$U_{𝒞}=\frac{P{V}_{𝒞}}{\gamma -1},V_{𝒞}=\sum _{j\in 𝒞}{V}_j.$

Son équilibre selon la première loi donne :

$V_{𝒞}\dot{P}=(\gamma -1){\dot{Q}}_{𝒞}-\gamma P{\dot{V}}_{𝒞}.$

Un échange approximativement isobare satisfait donc :

$\gamma P{\dot{V}}_{𝒞}\approx (\gamma -1){\dot{Q}}_{𝒞}.$

L'évolution du volume imposée par les pistons peut ainsi compenser la dilatation ou la contraction thermique produite par le transfert de chaleur, permettant un transfert de masse substantiel tandis que la pression commune reste quasiment constante.

Une relation de premier ordre utile au dimensionnement des cylindres découle de la même condition. Sur une portion suffisamment petite d'un échange isobare, si les températures du donneur et du récepteur peuvent être considérées comme localement constantes, et si les termes de stockage de température des volumes fixes de l'échangeur sont secondaires, alors :

$\frac{d{V}_r}{T_r}\approx -\frac{d{V}_d}{T_d},$

D'où :

$\frac{d{V}_r}{-d{V}_d}\approx \frac{T_r}{T_d}.$

Le côté le plus chaud nécessite donc un changement de volume plus important pour une même masse de gaz transférée à pression égale. Lorsque l'échange utilise des fractions comparables des courses des cylindre et que les températures des gaz restent proches des températures de fonctionnement caractéristiques $T_h$ et $T_c$, on obtient un premier ordre de dimensionnement géométrique :

$\frac{V_{\mathrm{s}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{p}\mathrm{t},h}}{V_{\mathrm{s}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{p}\mathrm{t},c}}\sim \frac{T_h}{T_c}.$

Les températures sont exprimées en Kelvins. Cette relation est un guide de dimensionnement, et non une contrainte de conception absolue : la restriction dans les échangeurs, les volumes morts, l’évolution de la température pendant l’échange, les pertes de charge finies, ainsi que les phases de compression et de détente peuvent tous modifier l’optimum. Lorsque ces effets sont significatifs, la condition complète impliquant $\sum V_j/T_j$ doit être utilisée.

Ces relations expliquent pourquoi un échangeur à faibles pertes tend naturellement vers de faibles différences de pression le long du circuit hydraulique et, avec une cinématique de pistons appropriée, vers une pression quasi constante tout au long de l'échange. L’isobare stricte n'est pas imposé comme contrainte thermodynamique.

6.1.3 Équations d'équilibre valides tout au long du cycle

Les quatre volumes de contrôle sont $S$ , $H_i$ , $L$ , et $H_o$. Débits massiques signés :

${\dot{m}}_{Si}:S\to H_i,{\dot{m}}_{iL}:H_i\to L,$

${\dot{m}}_{Lo}:L\to H_o,{\dot{m}}_{oS}:H_o\to S.$

Les sens positifs correspondent aux sens de circulation permanents des deux branches :

$S\to H_i\to L,L\to H_o\to S.$

Chaque branche comporte un clapet passif. Sa position par rapport à l'échangeur de chaleur est un choix de conception :

$S\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_i\to H_i\to L\text{or}S\to H_i\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_i\to L,$

$L\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_o\to H_o\to S\text{or}L\to H_o\to {\mathrm{C}\mathrm{V}}_o\to S.$

Le clapet contraint la liaison sur laquelle il est installé ; l'autre liaison peut être bidirectionnelle selon sa loi hydraulique.

Soit ${\dot{H}}_{ab}$ le transport d'enthalpie signé à partir du volume $a$ vers le volume $b$. Pour un gaz calorifiquement parfait :

${\dot{H}}_{ab}=\{\begin{array}{cc}{\dot{m}}_{ab}{C}_p{T}_a,& {\dot{m}}_{ab}\ge 0,\\ {\dot{m}}_{ab}{C}_p{T}_b,& {\dot{m}}_{ab}<0.\end{array}$

Les bilans massiques sont alors :

${\dot{m}}_S={\dot{m}}_{oS}-{\dot{m}}_{Si},$

${\dot{m}}_i={\dot{m}}_{Si}-{\dot{m}}_{iL},$

${\dot{m}}_L={\dot{m}}_{iL}-{\dot{m}}_{Lo},$

${\dot{m}}_o={\dot{m}}_{Lo}-{\dot{m}}_{oS}.$

Les bilans énergétiques correspondants sont :

${\dot{U}}_S={\dot{H}}_{oS}-{\dot{H}}_{Si}-P_S{\dot{V}}_S,$

${\dot{U}}_i={\dot{H}}_{Si}-{\dot{H}}_{iL}+{\dot{Q}}_i,$

${\dot{U}}_L={\dot{H}}_{iL}-{\dot{H}}_{Lo}-P_L{\dot{V}}_L,$

${\dot{U}}_o={\dot{H}}_{Lo}-{\dot{H}}_{oS}+{\dot{Q}}_o.$

Ces équations sont valables durant les quatre phases. La phase détermine le mouvement prescrit du piston et le processus thermodynamique dominant ; les lois hydrauliques et les différences de pression déterminent les débits réels et l’état des clapets.

6.2 Phase I — compression

Pendant la compression, les volumes des deux cylindres peuvent diminuer simultanément :

${\dot{V}}_S<0,{\dot{V}}_L<0$

sur la partie principale de la phase.

La pression augmente de la zone d’échange basse pression vers la zone d’échange haute pression. Les deux pistons peuvent contribuer au travail de compression.

Aucune topologie à paires fermées n'est imposée. Un clapet peut rester ouvert pendant une partie de la compression, et le gaz peut continuer à circuler. En particulier, un cylindre approchant son volume minimal peut transférer son gaz restant vers l'autre cylindre. Le transfert de chaleur à travers $H_i$ et $H_o$ continue également.

L'évolution réelle est donc calculée à partir des bilans complets du §6.1.3. La compression adiabatique est juste la limite de référence réversible décrite au §6.1.1.

La fin de la phase de compression est définie par la loi cinématique prescrite, et non par un événement de clapet.

6.3 Phase II — échange via Ho : L → Ho → S

La circulation dominante est :

$L\to H_o\to S.$

Le gaz sort du grand cylindre, traverse l’échangeur $H_o$ et entre dans le petit cylindre. Le clapet passif ${\mathrm{C}\mathrm{V}}_o$ peut se situer avant ou après $H_o$ ; dans les deux cas, il impose la même sens net dans la branche.

Pendant l'échange, $L$ agit principalement en tant que donneur et $S$ en tant que récepteur. Leurs variations de volume n'ont pas nécessairement la même amplitude. À la limite quasi-isobare, leur rapport du premier ordre suit la relation de température établie au §6.1.2.

L'échangeur $H_o$ extrait de la chaleur du gaz :

${\dot{Q}}_o<0$

dans le régime de fonctionnement prévu.

L'échange idéal tend vers de faibles différences de pression le long du trajet et une pression approximativement constante sur la phase. Les différences de pression réelles finies nécessaires à l'écoulement sont déterminées par la fermeture hydraulique du §5.

L'état de l'autre clapet et de tout flux de redistribution secondaire sont déterminés par les pressions instantanées ; ils ne sont pas prescrits par la définition de la phase.

6.4 Phase III — détente

Lors de la détente, les volumes des deux cylindres peuvent augmenter simultanément :

${\dot{V}}_S>0,{\dot{V}}_L>0$

sur la partie principale de la phase.

La pression diminue de la zone d’échange haute pression vers la zone d’échange basse pression. Les deux pistons peuvent alors contribuer simultanément au travail fourni par le gaz.

Comme lors de la compression, aucune condition de débit nul ou de clapet fermé n'est imposée. La redistribution de masse peut se poursuivre et les deux échangeurs thermiques restent actifs. Les bilans complets du paragraphe 6.1.3 restent applicables.

La détente adiabatique est la limite de référence réversible, pas une condition de fonctionnement requise de la machine réelle.

La fin de la phase de détente est déterminée par la loi cinématique prescrite, indépendamment des événements de clapets.

6.5 Phase IV — échange via Hi : S → Hi → L

La circulation dominante est :

$S\to H_i\to L.$

Le gaz quitte le petit cylindre, traverse l’échangeur $H_i$ et pénètre le grand cylindre. Le clapet ${\mathrm{C}\mathrm{V}}_i$ peut se situer avant ou après $H_i$ ; les deux configurations imposent le même sens net dans la branche.

Pendant l'échange, $S$ agit principalement en tant que donneur et $L$ en tant que récepteur. Leurs variations de volume requises dépendent des températures du gaz de part et d'autre, conformément aux relations du §6.1.2.

L'échangeur $H_i$ fournit de la chaleur au gaz :

${\dot{Q}}_i>0$

dans le régime de fonctionnement prévu.

Comme dans la phase II, l'échange idéal tend vers un fonctionnement quasi-égalisé en pression et approximativement isobare, alors que le débit massique réel nécessite des différences de pression hydraulique finies.

Après cette phase, la cinématique prescrite revient à la phase de compression et la séquence se répète. La fermeture thermodynamique exige néanmoins que le vecteur d'état complet, et non seulement la géométrie du piston, soit périodique.

6.6 Fonctionnement moteur

Aucun second ensemble d'équations de masse, d'énergie, de transfert de chaleur ou hydrauliques n'est nécessaire au fonctionnement moteur.

Le sens des branches reste :

$S\to H_i\to L,L\to H_o\to S,$

et les positions et orientations des deux clapets restent inchangées.

Le fonctionnement moteur est obtenu en inversant le sens de rotation de la manivelle :

$\omega <0,$

et en échangeant les réservoirs externes reliés aux échangeurs thermiques :

$T_{i,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}=T_{\mathrm{h}\mathrm{o}\mathrm{t}},T_{o,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}=T_{\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{l}\mathrm{d}}.$

Le cycle géométrique est donc parcouru en sens inverse. Les historiques de pression, les débits massiques, les événements des clapets et l'état thermodynamique périodique doivent tous être recalculés ; la chronologie des évènements de clapets en fonctionnement frigorifique n'est pas conservée.

Dans le fonctionnement frigorifique prévu, le transfert $L\to H_o\to S$ se produit du côté haute pression du cycle, tandis que le transfert $S\to H_i\to L$ s'effectue du côté basse pression.

Dans le fonctionnement moteur, l'inversion du sens de rotation de la manivelle inverse ces rôles de pression : $L\to H_o\to S$ devient l'échange à basse pression, tandis que $S\to H_i\to L$ devient l'échange haute pression.

Les fonctions thermiques physiques des échangeurs restent inchangées : $H_i$ amène toujours de la chaleur au gaz et $H_o$ extrait toujours de la chaleur du gaz.

L'échangeur $H_i$ absorbe la chaleur du réservoir chaud :

$Q_i>0,$

L'échangeur $H_o$ rejette de la chaleur vers le réservoir froid :

$Q_o<0,$

et le fonctionnement moteur est obtenu lorsque :

$W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}>0.$

7. Transitions physiques des clapets

Pour un clapet orienté de l'amont $u$ vers l'aval $d$ :

$P_u-P_d\ge \Delta P_{\mathrm{o}\mathrm{p}\mathrm{e}\mathrm{n}}\Rightarrow \text{opening},$

$P_u-P_d\le \Delta P_{\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{o}\mathrm{s}\mathrm{e}}\Rightarrow \text{closing},$

avec, en présence d'hystérésis :

$\Delta P_{\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{o}\mathrm{s}\mathrm{e}}\le \Delta P_{\mathrm{o}\mathrm{p}\mathrm{e}\mathrm{n}}.$

Une ouverture ou fermeture de clapet modifie le débit hydraulique admissible dans la branche ; elle ne définit pas de limite de phase et ne provoque aucun saut instantané de l'état thermodynamique. Pour chaque volume :

$m_j^{+}=m_j^{-},U_j^{+}=U_j^{-},V_j^{+}=V_j^{-}.$

Pour le gaz parfait :

$T_j^{+}=T_j^{-},P_j^{+}=P_j^{-}.$

Il n'y a donc pas d'égalisation instantanée des pressions à l'ouverture d'un clapet.

Les valeurs ${\Lambda }^{\ast }$ servent de cibles de conception cinématique ; les valeurs réellement observées lors des évènements de clapet sont ${\Lambda }_{\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{l}}=\Lambda (t_{\mathrm{e}\mathrm{v}\mathrm{e}\mathrm{n}\mathrm{t}})$.

Les deux clapets passifs ont des orientations de branche permanentes : l’un permet la circulation le long de $L\to H_o\to S$ , l'autre le long $S\to H_i\to L$ .

Chaque clapet peut être installé en amont ou en aval de son échangeur thermique. Ses conditions d'ouverture et de fermeture dépendent donc des pressions immédiatement adjacentes à sa position.

Leurs conditions d’ouverture et de fermeture sont identiques dans les deux modes de fonctionnement. Seule l’historique des pressions change en raison de la cinématique inversée de la manivelle en fonctionnement moteur.

8. Travail, chaleur et performance

Le travail instantané du gaz sur les deux pistons est calculé pendant toutes les phases à partir des pressions dans les cylindres :

$\dot{W}=P_S{\dot{V}}_S+P_L{\dot{V}}_L.$

Le travail net du cycle est :

$W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}={\int }_0^{\tau }(P_S{\dot{V}}_S+P_L{\dot{V}}_L)dt.$

Lorsque les pressions des deux cylindres sont comparables pendant une phase de changement de pression,

$\dot{W}\approx P({\dot{V}}_S+{\dot{V}}_L).$

Si les deux cylindres se ferment lors de la compression, ou s'ils s’ouvrent lors de la détente, leurs contributions respectives s'additionnent au lieu de s'annuler partiellement. Cela rend une plus grande fraction du volume balayé disponible pour participer à la compression et à la détente, pour une courbe de pression comparable. Ceci ne prouve pas en soi un rendement thermique supérieur, car les transferts de chaleur et la courbe de pression qui en résultent évoluent également.

Les chaleurs échangées sont :

$Q_i={\int }_0^{\tau }(UA{)}_i(T_{i,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}-T_i)dt,$

$Q_o={\int }_0^{\tau }(UA{)}_o(T_{o,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}-T_o)dt.$

En régime périodique :

$\Delta U_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}=0,$

et le premier principe donne :

$Q_i+Q_o=W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}.$

Le COP frigorifique est :

$CO{P}_c=\frac{Q_i}{-W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}}.$

Le COP en pompe à chaleur est :

$CO{P}_h=\frac{-Q_o}{-W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}}=CO{P}_c+1.$

Les signes $Q_i>0$, $Q_o<0$ et $W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}<0$ constituent des contrôles du régime frigorifique recherché.

Pour le cycle moteur :

$Q_i>0,Q_o<0,W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}>0.$

Le rendement thermique est :

${\eta }_{\mathrm{t}\mathrm{h}}=\frac{W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}}{Q_i}=1+\frac{Q_o}{Q_i}.$

La puissance thermodynamique moyenne du moteur est :

$\bar{\dot{W}}=\frac{W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}}{\tau }.$

La force thermodynamique exercée par le gaz sur une face de piston peut être écrite $F_{\mathrm{g}\mathrm{a}\mathrm{s}}=PS$. La force mécanique nette, les inerties et les frottements relèvent du dimensionnement mécanique ultérieur.

9. Charge de gaz et régime périodique

La quantité totale de gaz enfermée est un paramètre physique :

$M_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}=m_S+m_L+m_i+m_o=\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s}\mathrm{t}.$

Elle peut être imposée directement ou définie expérimentalement par une pression et une température de charge. La configuration de référence choisie est celle de $t=0$, avec le grand cylindre au volume maximal. Si tous les volumes communiquent et sont en équilibre uniforme pendant le remplissage :

$M_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}=\frac{P_{\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{r}\mathrm{g}\mathrm{e}}[V_S(0)+V_{L,max}+V_i+V_o]}{R{T}_{\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{r}\mathrm{g}\mathrm{e}}}.$

$P_{\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{r}\mathrm{g}\mathrm{e}}$ et $T_{\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{r}\mathrm{g}\mathrm{e}}$ définissent la quantité de gaz chargée ; ils ne constituent pas une condition que le cycle périodique doit retrouver.

Le régime périodique établi est une solution du système telle que, entre deux passages successifs au volume maximal du grand cylindre avec la même direction cinématique :

$𝐗(t+\tau )=𝐗(t).$

La périodicité géométrique seule :

$V_k(t+\tau )=V_k(t),k\in \{S,L\}.$

ne suffit pas à garantir la périodicité thermodynamique.

L'état numérique utilisé pour lancer un calcul peut être approximatif ; il ne doit pas être confondu avec un paramètre physique de la machine. Le futur solveur pourra rechercher le point fixe périodique par cycles successifs, méthode de tir ou méthode de Newton.

10. Paramètres, données de conception et résultats

10.1 Données imposées

• mode de fonctionnement ;
• températures des réservoirs $T_{\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{l}\mathrm{d}}$ et $T_{\mathrm{h}\mathrm{o}\mathrm{t}}$ ;
• vitesses angulaire signée de la manivelle $\omega$.
• fluide de travail et propriétés de référence $R$, $C_p$, $C_v$, $\gamma$ ;
• charge totale $M_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}$, ou équivalent $(P_{\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{r}\mathrm{g}\mathrm{e}},T_{\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{r}\mathrm{g}\mathrm{e}})$ dans la configuration de remplissage définie au §9 ;
• cinématique $V_S(t)$, $V_L(t)$.

10.2 Paramètres de conception

• $V_{S,min}$, $V_{S,max}$, $V_{L,min}$, $V_{L,max}$ ;
• $V_i$, $V_o$ ;
• $(UA{)}_i$, $(UA{)}_o$ ;
• paramètres hydrauliques des échangeurs, conduites et clapets, représentés au premier niveau par $(C_{d}A{)}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}}$ ;
• seuils $\Delta P_{\mathrm{o}\mathrm{p}\mathrm{e}\mathrm{n}}$, $\Delta P_{\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{o}\mathrm{s}\mathrm{e}}$ ;
• position amont ou aval de chaque clapet relativement à son échangeur thermique ;
• cibles cinématiques ${\Lambda }_L^{\ast }$, ${\Lambda }_S^{\ast }$.

10.3 Variables et résultats calculés

• $m_j,U_j,T_j,P_j,j\in \{S,L,i,o\}$ ;
• débits massiques internes et externes ;
• ${\dot{Q}}_i$, ${\dot{Q}}_o$, $Q_i$, $Q_o$ ;
• $W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}$, $CO{P}_c$, $CO{P}_h$ ;
• ${\eta }_{\mathrm{t}\mathrm{h}}$ en fonctionnement moteur ;
• extrema de pression, température et débit ;
• événements réels des clapets et ${\Lambda }_{\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{l}}$ ;
• critères de validité ${\epsilon }_P$, $Ma$, $Z$ et variation des propriétés.

11. Contrôles globaux de conservation

11.1 Conservation de la masse

Le solveur doit satisfaire :

$\frac{d{M}_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}}{dt}=0.$

Un résidu numérique utile est :

${\epsilon }_M(t)=M_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}(t)-M_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}(0).$

11.2 Conservation globale de l'énergie

Quelle que soit la phase, les flux massiques et enthalpiques internes doivent s'annuler lorsque les bilans de tous les volumes sont additionnés. Le bilan global doit se réduire à :

$\frac{d{U}_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}}{dt}={\dot{Q}}_i+{\dot{Q}}_o-P_S{\dot{V}}_S-P_L{\dot{V}}_L.$

Un résidu énergétique cumulatif peut être défini par :

${\epsilon }_E(t)=U_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}(t)-U_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}(0)-Q_i(0,t)-Q_o(0,t)+W(0,t).$

Sur un cycle périodique :

$Q_i+Q_o=W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}.$

Le solveur doit maintenir ${\epsilon }_M$ et ${\epsilon }_E$ proches de zéro à la précision numérique attendue.

---

Annexe A — Dérivations symboliques et contrôles validés

A.1 Équation de pression d'une paire fermée

Pour une paire cylindre + échangeur à pression quasi uniforme :

$U=\frac{P(V_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}+V_{HX})}{\gamma -1}.$

Le premier principe donne :

$\frac{dU}{dt}=\dot{Q}-P{\dot{V}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}},$

avec :

$\dot{Q}=(UA{)}_{HX}(T_{HX,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}-T_{HX}).$

En dérivant $U$ :

$\frac{1}{\gamma -1}[(V_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}+V_{HX})\dot{P}+P{\dot{V}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}]=\dot{Q}-P{\dot{V}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}.$

D'où :

$\dot{P}=\frac{(\gamma -1)\dot{Q}-\gamma P{\dot{V}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}}{V_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}+V_{HX}}.$

Si $\dot{Q}=0$ :

$\frac{\dot{P}}{P}=-\gamma \frac{\dot{V}}{V},$

puis :

$P{V}^{\gamma }=\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s}\mathrm{t}.$

A.2 Débit interne de la paire

Pour l'échangeur seul, volume fixe :

$U_{HX}=\frac{P{V}_{HX}}{\gamma -1}.$

Donc :

$\frac{V_{HX}}{\gamma -1}\dot{P}=(UA{)}_{HX}(T_{HX,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}}-T_{HX})+{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}{C}_p{T}_{\mathrm{u}\mathrm{p}}.$

En utilisant $C_p=\gamma R/(\gamma -1)$ :

$V_{HX}\dot{P}+(\gamma -1)(UA{)}_{HX}(T_{HX}-T_{HX,\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}})=\gamma R{T}_{\mathrm{u}\mathrm{p}}{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}.$

On retrouve la définition du numérateur $N$ et la sélection de la température amont selon le signe du débit.

A.3 Évolution de la température de l'échangeur dans une paire

Pour un volume fixe :

$m_{HX}=\frac{P{V}_{HX}}{R{T}_{HX}}.$

En dérivant :

$\frac{{\dot{m}}_{HX}}{m_{HX}}=\frac{\dot{P}}{P}-\frac{{\dot{T}}_{HX}}{T_{HX}}.$

Avec ${\dot{m}}_{HX}={\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}$ :

${\dot{T}}_{HX}=\frac{T_{HX}}{P}\dot{P}-\frac{R{T}_{HX}^2}{P{V}_{HX}}{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}.$

Cette relation découle uniquement de la conservation de masse et de l'équation d'état ; elle est valable pour les deux sens de débit.

A.4 Paire ouverte quasi-égalisée en pression

Pour une paire recevant ${\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}$ à travers sa frontière extérieure :

$\frac{dU}{dt}={\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}{C}_p{T}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}+\dot{Q}-P{\dot{V}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}.$

Avec $U=P(V_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}+V_{HX})/(\gamma -1)$ :

$\dot{P}=\frac{\gamma R{T}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}{\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}+(\gamma -1)\dot{Q}-\gamma P{\dot{V}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}}{V_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}+V_{HX}}.$

Si le flux extérieur pénètre dans le cylindre et ${\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}$ est positif du cylindre vers l'échangeur thermique :

${\dot{m}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}={\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}-{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}},$

${\dot{m}}_{HX}={\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}.$

Si, en revanche, le flux externe entre en premier dans l'échangeur thermique :

${\dot{m}}_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{l}}=-{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}},{\dot{m}}_{HX}={\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}+{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{t}}.$

Dans les deux cas :

${\dot{m}}_{\mathrm{p}\mathrm{a}\mathrm{i}\mathrm{r}}={\dot{m}}_{\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{t}}.$

A.5 Solution analytique du cylindre donneur adiabatique

Pour un cylindre adiabatique, bien mélangé, avec débit uniquement sortant :

$\frac{d(m{C}_{v}T)}{dt}=-P\dot{V}-{\dot{m}}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}{C}_{p}T,$

et :

$\dot{m}=-{\dot{m}}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}.$

En développant :

$C_{v}m\dot{T}+C_{v}T\dot{m}=-P\dot{V}+C_{p}T\dot{m},$

soit :

$C_{v}m\dot{T}=-P\dot{V}+RT\dot{m}.$

Avec $P=mRT/V$ et $R/C_v=\gamma -1$ :

$\frac{dT}{T}=(\gamma -1)(\frac{dm}{m}-\frac{dV}{V}).$

Après intégration :

$\frac{T}{T_0}={\left[\frac{m}{m_0}\frac{V_0}{V}\right]}^{\gamma -1}.$

Puis, avec $PV=mRT$ :

$P=P_0{\left[\frac{m}{m_0}\frac{V_0}{V}\right]}^{\gamma }.$

et :

$\frac{T}{T_0}={\left(\frac{P}{P_0}\right)}^{(\gamma -1)/\gamma }.$

Sous ces hypothèses, l'entropie spécifique du gaz restant est constante : $ds=0$. L'entropie totale du contenu du cylindre n'est pas constante puisque sa masse varie.

A.6 Échangeur actif : bilan développé

Bilan fondamental :

$\frac{d(m{C}_{v}T)}{dt}={\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}{C}_p{T}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}-{\dot{m}}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}{C}_{p}T+\dot{Q}.$

En développant le membre de gauche et en utilisant :

$\dot{m}={\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}-{\dot{m}}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}},$

on obtient :

$\dot{T}=\frac{{\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}(C_p{T}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}-C_{v}T)-{\dot{m}}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}RT+\dot{Q}}{C_{v}m}.$

Contrôles limites :

• sans débit, l'équation redonne la relaxation thermique d'un volume fermé ;
• à débit stationnaire égal entrant/sortant, elle redonne $m{C}_v\dot{T}=\dot{m}{C}_p(T_{\mathrm{i}\mathrm{n}}-T)+\dot{Q}$ ;
• si $T_{\mathrm{i}\mathrm{n}}=T$ et ${\dot{m}}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}={\dot{m}}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}$, la contribution nette du débit à $\dot{T}$ s'annule.

A.7 Test de masse global

Utilisation des flux signés définis au §6 :

${\dot{m}}_S=-{\dot{m}}_{Si}+{\dot{m}}_{oS},$

${\dot{m}}_L={\dot{m}}_{iL}-{\dot{m}}_{Lo},$

${\dot{m}}_i={\dot{m}}_{Si}-{\dot{m}}_{iL},$

${\dot{m}}_o={\dot{m}}_{Lo}-{\dot{m}}_{oS}.$

La somme des quatre équations annule exactement tout flux de masse interne :

${\dot{M}}_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}=0.$

Ce résultat est indépendant de la phase active, du sens d'écoulement sur les liaisons bidirectionnelles, et de la position des deux clapets.

A.8 Test énergétique global

En utilisant les flux d'enthalpie signés définis au §6 :

${\dot{U}}_S=-P_S{\dot{V}}_S-{\dot{H}}_{Si}+{\dot{H}}_{oS},$

${\dot{U}}_L=-P_L{\dot{V}}_L+{\dot{H}}_{iL}-{\dot{H}}_{Lo},$

${\dot{U}}_i={\dot{H}}_{Si}-{\dot{H}}_{iL}+{\dot{Q}}_i,$

${\dot{U}}_o={\dot{H}}_{Lo}-{\dot{H}}_{oS}+{\dot{Q}}_o.$

Tous les flux d'enthalpie internes s'annulent exactement lorsque les quatre bilans sont additionnés :

${\dot{U}}_{\mathrm{t}\mathrm{o}\mathrm{t}}={\dot{Q}}_i+{\dot{Q}}_o-P_S{\dot{V}}_S-P_L{\dot{V}}_L.$

Intégré sur une période :

$Q_i+Q_o=W_{\mathrm{c}\mathrm{y}\mathrm{c}\mathrm{l}\mathrm{e}}.$

A.9 Continuité aux transitions

À l'instant d'un événement de clapet, aucune masse ni énergie finie ne peut être transférée en un temps nul. Les variables conservées et la géométrie sont donc continues :

$j\in \{S,L,i,o\}$

$m_j^{+}=m_j^{-},U_j^{+}=U_j^{-},V_j^{+}=V_j^{-}.$

Avec le gaz parfait :

$T_j=\frac{U_j}{m_j{C}_v},P_j=\frac{m_{j}R{T}_j}{V_j},$

ce qui implique :

$T_j^{+}=T_j^{-},P_j^{+}=P_j^{-}.$

L’événement modifie uniquement le débit hydraulique admissible sur la liaison du clapet ; l'état thermodynamique reste continu.