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CHAP. 3 – ÉQUILIBRES DIPHASÉS DU CORPS PUR
• le gaz est supposé parfait : V m, gaz =
RT
p
.
La séparation des variables dans l’équation de CLAUSIUS-CLAPEYRON conduit à :
dp
p
=
L α→β
R
.
dT
T 2
qui s’intègre facilement en :
ln
p
p o
= −
L α→β
R
.
1
T
−
1
T o
où (T o , p o ) est un point de la courbe.
Cette relation s’exploite assez facilement en traçant ln(p) en fonction de
1
T
. Si on
obtient une droite, le modèle proposé est acceptable et le coefficient directeur de la
droite obtenue est identifié à −
L α→β
R
. Les trois hypothèses nécessaires pour effectuer l’intégration ne sont pas toujours simultanément bien vérifiées mais la formule
intégrée donne un résultat tout à fait convenable.
! L’approximation qui néglige le volume molaire du liquide devant celui du gaz est bien
vérifiée si le système étudié est loin du point critique.
La pression d’équilibre pour un équilibre solide/gaz est appelée pression de sublimation. La pression d’équilibre pour un équilibre liquide/gaz est appelée pression
de vapeur saturante, notée souvent p ∗ .
Température d’ébullition d’un liquide
Un liquide qui subit une contrainte extérieure p ext est à ébullition lorsque la contrainte
extérieure est égale à la pression de vapeur saturante. La pression de vapeur saturante
est une fonction croissante de la température et lors d’une augmentation d’altitude, la
pression extérieure diminue. En conséquence, une augmentation d’altitude se traduit
par la diminution de la température d’ébullition des liquides.
Pour fixer un ordre de grandeur, la pression à l’altitude h = 3000 m vaut environ
p = 70 kPa et la pression de vapeur saturante de l’eau prend cette valeur à environ
T = 363 K = 90 °C : c’est donc la température d’ébullition de l’eau à l’altitude de
3 000 mètres.
4 Représentation graphique des équilibres
4.1 Diagramme (T, p)
Il faut noter sur ces schémas (voir figure 3.4) la grande différence de pente entre les
courbes relatives aux équilibres entre phases condensées et les courbes relatives aux
CHAP. 3 – ÉQUILIBRES DIPHASÉS DU CORPS PUR
• le gaz est supposé parfait : V m, gaz =
RT
p
.
La séparation des variables dans l’équation de CLAUSIUS-CLAPEYRON conduit à :
dp
p
=
L α→β
R
.
dT
T 2
qui s’intègre facilement en :
ln
p
p o
= −
L α→β
R
.
1
T
−
1
T o
où (T o , p o ) est un point de la courbe.
Cette relation s’exploite assez facilement en traçant ln(p) en fonction de
1
T
. Si on
obtient une droite, le modèle proposé est acceptable et le coefficient directeur de la
droite obtenue est identifié à −
L α→β
R
. Les trois hypothèses nécessaires pour effectuer l’intégration ne sont pas toujours simultanément bien vérifiées mais la formule
intégrée donne un résultat tout à fait convenable.
! L’approximation qui néglige le volume molaire du liquide devant celui du gaz est bien
vérifiée si le système étudié est loin du point critique.
La pression d’équilibre pour un équilibre solide/gaz est appelée pression de sublimation. La pression d’équilibre pour un équilibre liquide/gaz est appelée pression
de vapeur saturante, notée souvent p ∗ .
Température d’ébullition d’un liquide
Un liquide qui subit une contrainte extérieure p ext est à ébullition lorsque la contrainte
extérieure est égale à la pression de vapeur saturante. La pression de vapeur saturante
est une fonction croissante de la température et lors d’une augmentation d’altitude, la
pression extérieure diminue. En conséquence, une augmentation d’altitude se traduit
par la diminution de la température d’ébullition des liquides.
Pour fixer un ordre de grandeur, la pression à l’altitude h = 3000 m vaut environ
p = 70 kPa et la pression de vapeur saturante de l’eau prend cette valeur à environ
T = 363 K = 90 °C : c’est donc la température d’ébullition de l’eau à l’altitude de
3 000 mètres.
4 Représentation graphique des équilibres
4.1 Diagramme (T, p)
Il faut noter sur ces schémas (voir figure 3.4) la grande différence de pente entre les
courbes relatives aux équilibres entre phases condensées et les courbes relatives aux