Aller au contenu

Équilibre de phases

Un article de Wikipédia, l'encyclopédie libre.
Ceci est une version archivée de cette page, en date du 28 décembre 2023 à 13:22 et modifiée en dernier par Patrick.Delbecq (discuter | contributions). Elle peut contenir des erreurs, des inexactitudes ou des contenus vandalisés non présents dans la version actuelle.
Diagramme de phases du couple titane (Ti) - nickel (Ni). Les courbes délimitant les divers domaines représentent les conditions de transition de phase. Dans certains domaines, plusieurs phases peuvent coexister dans un équilibre stable.

En physique, et plus particulièrement en thermodynamique, un équilibre de phases est un état de la matière dans lequel deux phases ou plus coexistent sans évolution.

Un diagramme de phases est un diagramme représentant les domaines d'existence et de coexistence des phases d'un corps pur ou d'un mélange en fonction des conditions opératoires de pression, température et composition. La règle des phases permet de déterminer le nombre maximal de phases pouvant coexister selon les conditions opératoires, ainsi que le nombre de conditions qu'un opérateur peut faire évoluer indépendamment l'une de l'autre sans provoquer de transition de phase.

Deux phases sont en équilibre si elles ont atteint simultanément :

  • un équilibre mécanique : elles ont la même pression ;
  • un équilibre thermique : elles ont la même température ;
  • un équilibre diffusif : le potentiel chimique de chaque espèce chimique est homogène entre les deux phases.

Cette dernière condition est équivalente, pour chaque espèce, à l'homogénéité de sa fugacité entre les phases.

Sous l'hypothèse simplificatrice de la solution idéale, l'équilibre liquide-vapeur peut être calculé par les loi de Raoult et loi de Henry. L'équation de Schröder-van Laar permet de calculer les équilibres liquide-solide. Les lois permettant de calculer les propriétés colligatives donnent l'évolution des pression et température d'équilibre de phases d'un solvant liquide en présence d'un soluté très dilué.

Définitions

États et phases

États de la matière et changements d'état

Selon les conditions de pression, température et composition (conditions opératoires), la matière peut se présenter sous plusieurs formes appelées états de la matière, dont les principaux, étudiés en thermodynamique, sont le gaz, le liquide et le solide. L'eau, par exemple, peut se présenter sous forme de glace, qui est son état solide, de liquide, ou de vapeur, qui est son état gazeux. Aux hautes pressions et températures, au-delà du point critique, les états gazeux et liquide ne se distinguent plus[1] : cet état est appelé état supercritique[2]. Le point critique de l'eau se situe à 220,87 × 105 Pa et 374,1 °C[1].

Le passage d'un état à un autre est appelé changement d'état. Les principaux changements d'état sont[3] : la vaporisation, de l'état liquide à l'état gazeux, la liquéfaction ou condensation liquide, de l'état gazeux à l'état liquide, la fusion, de l'état solide à l'état liquide, la solidification, de l'état liquide à l'état solide, la sublimation, de l'état solide à l'état gazeux, et la condensation solide, de l'état gazeux à l'état solide.

Un changement d'état d'un corps pur s'effectue à température et pression constantes. À température constante, un changement d'état d'un mélange s'effectue à pression variable ; à pression constante il s'effectue à température variable. Il existe des cas particuliers dans lesquels le changement d'état d'un mélange s'effectue à pression et température constantes, le mélange se comportant alors comme un corps purs : c'est notamment le cas des azéotropes pour les changements liquide-vapeur, et des points de fusion congruents pour les changements liquide-solide[4]. Dans les hétéroazéotropes, un gaz se condense en deux phases liquides distinctes, de même que dans des eutectiques, un liquide se condense en deux phases solides distinctes.

Phases et transitions de phases

Selon les conditions de pression, température et composition (conditions opératoires), un même état peut se présenter sous plusieurs formes appelées phases. Pour un corps pur (composé d'une seule espèce chimique) comme pour un mélange (composé de plusieurs espèces chimiques), il n'existe qu'une seule phase gazeuse : la diffusion de la matière induit naturellement que deux gaz mis en contact, quels qu'ils soient, se mélangent intimement pour former un système homogène.

Les corps purs ne présentent qu'une seule phase liquide, quelles que soient les conditions opératoires, à l'exception notable de certains isotopes de l'hélium présentant, en plus du liquide ordinaire, une phase liquide superfluide aux très basses températures (quelques kelvins)[5]. Les mélanges peuvent présenter plusieurs phases liquides simultanément. Par exemple, un mélange d'huile et d'eau constitue deux phases liquides distinctes : une phase liquide organique et une phase liquide aqueuse non miscibles (dans les faits, chacune des deux phases contient une infime quantité de l'autre phase dissoute)[6].

Les corps purs et les mélanges peuvent présenter plusieurs phases solides. L'eau pure solide (glace), par exemple, présente, selon les conditions opératoires, plus de onze formes cristallines qui constituent autant de phases solides distinctes[7]. Les mélanges (alliages) de métaux présentent souvent, selon les conditions opératoires, de multiples formes cristallines qui sont autant de phases solides. La faculté d'un corps simple de se présenter sous plusieurs formes solides est appelée allotropie (cas du carbone avec, entre autres, le graphite et le diamant)[8],[9], pour un corps composé elle est appelée polymorphisme (cas du carbonate de calcium avec l'aragonite, la calcite et la vatérite)[9].

Lorsque les conditions opératoires sont modifiées, un matériau peut changer de phase. Ce changement est appelé transition de phase[10]. Un changement d'état est une transition de phase, mais toutes les transitions de phase ne s'accompagnent pas nécessairement d'un changement d'état. Par exemple, la transition d'une forme de glace de l'eau à une autre est une transition de phase dans laquelle l'état de l'eau reste l'état solide.

Continuité, homogénéité et dispersion

Un précipité est une phase solide dispersée dans une phase liquide.

Une phase peut être définie comme un « arrangement de constituants d'un milieu dans lequel les propriétés mécaniques, thermodynamiques, électriques et magnétiques varient continûment[11]. » Dans cette définition, la continuité des propriétés autorise que celles-ci dépendent de la position au sein de la phase. Par exemple, la pression présente une différence d'environ 1 bar entre la tête et le pied d'une colonne de 10 m d'eau liquide et varie linéairement entre ces deux points (en vertu de la loi de l'hydrostatique due à la force de gravité). La continuité implique également qu'il n'y a pas de « saut » de valeur d'une propriété entre deux points de la phase, aussi proches ces deux points soient-ils l'un de l'autre (un saut de valeur étant caractéristique d'une transition de phase). Dans le cadre d'une modélisation de la phase, cette dépendance des propriétés à la position dans l'espace rend la mise en équation complexe.

Une hypothèse restrictive consiste à considérer une phase comme une « partie d'un système qui, à l'échelle macroscopique, peut être considérée comme homogène[12]. » Dans cette définition, les propriétés de la phase ne dépendent pas de la position dans la phase, et une propriété donnée a donc la même valeur en tout point du système. L'hypothèse de l'homogénéité des propriétés est raisonnable sur de petits volumes de phase dans lesquels, par exemple, l'effet de la loi de l'hydrostatique sur la pression peut être négligée : dans un verre d'eau, la pression de fond de verre peut être considérée comme égale à la pression de surface. Cette hypothèse d'homogénéité est généralement retenue en thermodynamique, étant donné que l'équilibre de phases est étudié dans les parages immédiats des interfaces entre ces phases. Toutefois, le système ne peut être trop petit, car à une certaine échelle l'effet de la tension superficielle ne peut plus être négligé et doit être pris en compte[12].

Une phase peut être dispersée dans une autre phase. Une phase dispersée se présente comme un ensemble de sous-domaines séparés les uns des autres par une autre phase et ayant tous les mêmes propriétés (état, pression, température, composition, forme cristalline, masse volumique, etc.). L'ensemble de ces sous-domaines est considéré comme une phase unique. Par exemple, un précipité ou une suspension est une phase solide divisée en petits éléments dans une phase liquide ; une émulsion est une phase liquide divisée en gouttelettes dans une autre phase liquide ; un aérosol est une phase liquide divisée en gouttelettes dans une phase gazeuse[13].

Équilibre et stabilité

Équilibre de phases

Selon les conditions opératoires, un corps pur ou un mélange peut se présenter dans une phase ou une autre, voire sous plusieurs phases simultanément. La coexistence de plusieurs phases est appelée équilibre de phases. Les phases en équilibre peuvent être dans le même état ou dans des états différents. Lorsqu'une phase liquide est en équilibre avec une phase gazeuse, cette dernière est généralement appelée vapeur, l'équilibre est appelé équilibre liquide-vapeur plutôt que équilibre liquide-gaz. À pression atmosphérique normale (101 325 Pa), les phases solide (glace) et liquide de l'eau coexistent à 0 °C, ses phases gazeuse (vapeur d'eau) et liquide à 100 °C. Pour un corps pur les trois états coexistent de façon stable au point triple[14], un unique couple de pression et de température : pour l'eau ce point se situe à 611,2 Pa et 0,01 °C[14]. Plus généralement, le terme de point triple désigne tout point de coexistence de trois phases, quels que soient leurs états[14]. Le diagramme de phase de l'eau montre plusieurs points triples en plus du point solide-liquide-vapeur : plusieurs points avec le liquide et deux formes de glace, et plusieurs points avec trois formes de glace.

Dans les équilibres de phases d'un mélange, les diverses phases ont le plus souvent des compositions différentes. Par exemple, un mélange d'huile et d'eau présente simultanément une phase liquide d'huile saturée en eau et une phase liquide aqueuse saturée en huile ; de même, un mélange d'eau et d'éthanol présente le plus souvent un équilibre liquide-vapeur dans lequel les deux phases ont des compositions différentes. Il existe des cas particuliers d'équilibre de phases d'un mélange dans lesquels les phases ont la même composition : c'est notamment le cas des azéotropes pour les équilibres liquide-vapeur et celui des points de fusion congruents pour les équilibres liquide-solide[4].

Stabilité et métastabilité

De façon générale, un système thermodynamique présentant une ou plusieurs phases est dans un état d'équilibre dit stable s'il revient à cet équilibre après avoir subit une perturbation (un apport d'énergie relativement faible)[15],[16]. À pression atmosphérique et 0 °C, si l'on agite brièvement de l'eau à son équilibre solide-liquide, cet équilibre n'est pas modifié (une agitation prolongée peut apporter suffisamment de chaleur au système pour provoquer la fonte de la glace).

Certains états observés se maintiennent dans le temps jusqu'à ce qu'une perturbation déclenche une transformation souvent violente : un tel état est dit métastable[17]. La transformation observée consiste en l'établissement de la ou des phases stables dans les conditions opératoires données. Ainsi, l'eau peut être maintenue liquide en dessous de 0 °C à pression atmosphérique : cet état est appelé état de surfusion, il suffit alors de l'introduction d'une poussière ou d'une fluctuation de température pour que l'eau se solidifie brutalement ; cet état s'observe de façon naturelle lors des pluies verglaçantes. L'état métastable de l'eau non vaporisée au-dessus de 100 °C est appelé surébullition ou retard à l'ébullition ; il peut être observé dans une tasse de café chauffé au microonde qui entre en ébullition brutale lorsque l'on y ajoute du sucre[18]. Dans les conditions de pression et température atmosphériques, le graphite est la forme solide stable du carbone, le diamant est métastable.

Diagramme de phases

Types de diagramme

Un diagramme de phases représente les domaines d'existence des phases d'un matériau donné (corps pur ou mélange) en fonction des conditions opératoires qui déterminent l'existence de ces phases : la pression, la température et la composition. Les courbes qui délimitent ces domaines représentent les transitions de phases.

Pour un corps pur, un diagramme de phases représente la pression en fonction de la température. Un corps pur ne présente qu'une seule phase gazeuse et une seule phase liquide. Par contre, il peut présenter plusieurs phases solides[19].

Pour un mélange, plusieurs types de diagrammes sont souvent utilisés :

  • un diagramme représentant la pression en fonction de la température à composition constante ;
  • un diagramme isobare, représentant, à pression donnée constante, l'évolution de la température en fonction de la composition ;
  • un diagramme isotherme, représentant, à température donnée constante, l'évolution de la pression en fonction de la composition ;
  • un diagramme représentant, pour deux phases en équilibre, la composition de l'une des phases en fonction de la composition de l'autre phase ; dans ce diagramme la pression ou la température est fixée.

Les pentes des courbes d'un diagramme représentant la pression en fonction de la température sont données théoriquement par la formule de Clapeyron ou par les formules d'Ehrenfest[20].

Construction d'un diagramme isobare ou isotherme

Diagramme de phases isotherme. Principes.

L'exemple pris ici concerne un équilibre liquide-vapeur (gaz), mais peut être transposé à tout autre équilibre de phases. Le diagramme isotherme ci-contre a été construit pour deux corps (espèces chimiques), notés et , de pressions de vapeur saturante respectives et à la température du diagramme. Avec , le corps est plus léger que le corps  : il se liquéfie à une pression plus élevée pour une même température.

Un diagramme isotherme représente, à température donnée constante, la pression en fonction de la composition d'un mélange. Un diagramme isobare représente, à pression donnée constante, la température en fonction de la composition d'un mélange. Ces deux types de diagramme sont utilisés pour des mélanges binaires (constitués de deux espèces chimiques). Les fractions molaires de ces deux espèces répondent donc à la contrainte . Une courbe de pression ou de température peut ainsi n'être représentée qu'en fonction d'une seule de ces deux fractions : à température donnée , à pression donnée . Les courbes reportées sur ces diagrammes représentent les conditions opératoires dans lesquelles débutent les transitions de phase, elles délimitent les domaines d'existence des différentes phases du mélange. Un domaine du diagramme dans lequel n'existe qu'une seule phase est délimité par des courbes fonctions de la composition de cette phase. Par exemple, dans le diagramme ci-contre, le domaine d'existence de la phase liquide seule (aux hautes pressions) est délimité par la courbe de bulle (bleue) tracée en fonction de la composition du liquide ; cette courbe représente les conditions de transition du liquide vers la vapeur dans lesquelles apparait la première bulle de gaz. Le domaine d'existence de la phase gaz seule (aux basses pressions) est délimité par la courbe de rosée (orange) tracée en fonction de la composition du gaz ; cette courbe représente les conditions de transition de la vapeur vers le liquide dans lesquelles apparait la première goutte de liquide.

Entre deux domaines représentant des phases seules, il peut exister un domaine dans lequel les deux phases coexistent en équilibre. Par exemple, dans le diagramme ci-contre, il existe, entre les domaines du liquide seul et du gaz seul, un domaine dans lequel les deux phases coexistent. Dans ce type de domaine, les compositions des phases en équilibre sont données par les intersections des courbes limitrophes et de la droite horizontale isobare ou isotherme (selon le type de diagramme). Dans le diagramme ci-contre, au point dans le domaine de coexistence des phases liquide et gaz, la composition de la phase liquide est donnée par le point sur la courbe de bulle et la composition de la phase vapeur par le point sur la courbe de rosée, les trois points étant à la même pression [21]. Au point le corps a une fraction molaire en phase liquide et en phase gaz. Le point , lui, se situe à une fraction molaire comprise entre et .

On suppose que le mélange est constitué d'une quantité de matière totale , dont une quantité de l'espèce . On a par définition :

Lorsque le mélange est biphasique, la quantité de matière se répartit entre une quantité en phase liquide, dont une quantité de l'espèce , et une quantité en phase vapeur, dont une quantité de l'espèce . Les bilans de matière donnent :

Les fractions molaires sont définies par :

En considérant les définitions des fractions molaires et les bilans de matière, on montre la règle des moments ou règle du levier[21],[22],[23],[24] :

Règle des moments ou règle du levier :

Autrement dit, au point , le rapport des longueurs des segments de droite et permet de déterminer la proportion de gaz dans le mélange. Ce paramètre est appelé taux de vaporisation ou fraction de vapeur :

Taux de vaporisation ou fraction de vapeur :

On peut de même définir un taux de liquéfaction ou fraction de liquide : .

Thermodynamique des équilibres de phases

Aspects énergétiques

Classification des transitions de phase

Un changement d'état nécessite un transfert thermique (échange de chaleur) entre la matière étudiée et l'extérieur. Cette chaleur rapportée à la quantité de matière mise en jeu lors de la transformation est appelée enthalpie de changement d'état. Lors d'un changement d'état, si l'on n'apporte qu'une partie de la chaleur nécessaire à ce changement, celui-ci s'arrête dans un état intermédiaire dans lequel plusieurs états peuvent coexister. Par exemple, si l'on place de l'eau liquide dans un récipient fermé et que l'on chauffe à pression atmosphérique, l'eau liquide à 100 °C se met à bouillir et se vaporise progressivement. Si l'on coupe la chauffe au cours de cette transition et que l'on maintient le récipient à pression atmosphérique et 100 °C, alors on observe deux états (vapeur et liquide) coexistant de façon stable tant que l'on ne rétablit pas la chauffe. Dans la classification d'Ehrenfest[25] des transitions de phase, les changements d'état, qui nécessitent une enthalpie de changement d'état, sont qualifiés de transition de phase d'ordre 1[10],[25],[26].

Les transitions de phase d'ordre supérieur s'effectuent sans enthalpie de changement d'état. Toutes les transitions de phase sans changement d'état sont donc des transitions de phase d'ordre supérieur à 1.

L'entropie dans un changement d'état

On apporte, à pression et quantité de matière constantes, de la chaleur à un corps pur dans un récipient fermé de volume pouvant varier. L'énergie interne du corps pur, en présence du travail des seules forces de pression, évolue selon le premier principe de la thermodynamique :

En introduisant l'enthalpie , on a, à pression constante :

La transformation est réversible, on introduit l'entropie  :

La chaleur apportée au corps pur est donc liée à l'entropie et à l'enthalpie selon :

Puisque la température thermodynamique est positive, on obtient :

(a) :

La transformation ayant lieu à pression et quantité de matière constantes, on a par définition de la capacité thermique isobare  :

On peut donc écrire la dérivée seconde :

Les conditions de stabilité thermodynamique donnent[27] . On obtient :

(b) :

Les équations (a) et (b) montrent que, à pression et composition constantes, l'entropie est une fonction croissante concave de l'enthalpie .

Changement d'état d'un corps pur. La courbe bleue ABC et la courbe orange CDE sont concaves. Cependant entre B et D l'entropie ABCDE est convexe. Pour conserver la concavité de l'entropie, le corps pur change d'état et l'entropie passe par le segment gris BD[28].

Sur la figure ci-contre, la courbe ABC bleue représente l'évolution, à pression et quantité de matière constantes, de l'entropie d'un corps pur solide, la courbe CDE orange celle du même corps pur liquide. Les deux courbes sont concaves : si l'on joint deux points bleus, ou deux points orange, par un segment de droite, celui-ci est en-dessous de la courbe considérée. Cependant, la courbe globale ABCDE n'est pas dérivable au point C. De plus, elle est localement convexe entre B et D : si l'on joint un point de BC à un point de CD par un segment de droite, celui-ci est au-dessus de la courbe. Entre les points B et D, le corps pur ne peut pas être en équilibre stable s'il suit la courbe BCD[28].

Pour conserver la concavité de l'entropie, le corps pur subit un changement d'état et l'entropie passe par le segment de droite BD gris. Au point B le segment gris est tangent à la courbe bleue du solide, au point D il est tangent à la courbe orange du liquide. La courbe ABDE est globalement dérivable et concave, contrairement à la courbe ABCDE. Le segment BD est la seule trajectoire qui rende l'entropie globalement dérivable et concave de A à E, tout autre point que B ou D, toute autre courbe qu'un segment de droite entre ces deux points engendrerait une courbe d'entropie localement non dérivable ou convexe. Aux basses enthalpies, en amont du point B, le corps pur est exclusivement solide. En aval du point D, aux hautes enthalpies, le corps pur est exclusivement liquide. Entre B et D, le corps pur fusionne et les deux phases, à enthalpie donnée, coexistent dans un équilibre stable[28].

Entre B et D l'entropie suit donc un segment de droite en fonction de l'enthalpie. La relation induit par conséquent que sur ce segment la température est constante, conformément à la règle des phases : puisque l'on travaille à pression constante, les deux phases du corps pur ne peuvent coexister qu'à une seule température. Ainsi, les grandeurs , , et sont établies aux mêmes pression, température et quantité de matière. La température de changement d'état (ici la température de fusion ) est donnée par le rapport[28] :

Température de changement d'état :

L'écart rapporté à la quantité de matière totale mise en jeu est l'entropie de changement d'état du corps pur (ici l'entropie de fusion ). L'écart rapporté à la quantité de matière totale mise en jeu est l'enthalpie de changement d'état du corps pur (ici l'enthalpie de fusion )[28]. L'enthalpie de changement d'état est la chaleur qu'il faut apporter à 1 mole de corps pur pour passer entièrement d'un état à l'autre :

Entropie de changement d'état :
Enthalpie de changement d'état :

L'équation du segment BD gris s'écrit :

Les points B et D représentant la même quantité de corps pur, on peut écrire, en introduisant les grandeurs molaires respectives :

Pour le corps pur est au point B (ici entièrement solide), pour il est au point D (ici entièrement liquide). Pour le corps pur est biphasique, entre B et D : une quantité de phase solide coexiste dans un équilibre stable avec une quantité de phase liquide. Le paramètre est le taux de changement d'état, ou fraction de phase (ici le taux de fusion ou fraction de liquide ), c'est-à-dire la quantité de phase liquide rapportée à la quantité de matière totale (ici le total de solide et de liquide) mise en jeu lors de la transformation :

Taux de changement d'état ou fraction de phase :

Autrement dit, si l'on dispose, à la pression et la température , d'une part d'une quantité de corps pur à l'état solide et que l'on en prélève une fraction , et d'autre part d'une quantité de corps pur à l'état liquide et que l'on en prélève une fraction , si l'on met en contact ces deux fractions, alors celles-ci sont d'emblée en équilibre stable, sans nécessité d'une transformation pour atteindre cet équilibre[29].

Les branches BC bleue et CD orange sont des branches de métastabilité des phases correspondantes. Si le corps pur évolue sur ces branches (y compris au-delà de C pour le solide, et en deçà de C pour le liquide), la moindre perturbation peut provoquer un brusque changement d'état, amenant l'entropie sur la courbe ABDE stable, à enthalpie constante[28]. L'état métastable du liquide non solidifié en dessous de sa température de fusion est appelé surfusion, il s'observe de façon naturelle lors des pluies verglaçantes (voir la section Stabilité et métastabilité).

Le même raisonnement peut être tenu pour tout autre changement d'état du corps pur. Il est similaire pour les changements d'état des mélanges.

Formules de Clapeyron et d'Ehrenfest

Soit une transition de phase d'une phase notée à une autre notée s'effectuant à la température donnée et à la pression constante . La variation de la pression en fonction de la température peut être déterminée théoriquement. Les formules suivantes donnent les pentes des courbes délimitant les domaines représentés dans les diagrammes de phases représentant la pression en fonction de la température.

Pour un changement d'état (une transition de phase d'ordre 1 selon la classification d'Ehrenfest[25] des transitions de phase), la pression de changement d'état d'un corps pur varie en fonction de la température selon la formule de Clapeyron[30],[26] :

Formule de Clapeyron : pour un corps pur.

La formule de Clapeyron étendue aux mélanges, pour un mélange de constituants notés , pour une phase de composition constante en équilibre avec une phase de composition variable , s'écrit[31],[32],[33] :

Formule de Clapeyron étendue aux mélanges :

Pour une transition de phase d'ordre 2 selon la classification d'Ehrenfest, la pression de transition de phase varie en fonction de la température selon les formules d'Ehrenfest[25],[26] :

Formules d'Ehrenfest :


avec :

  • et les capacités thermiques isobares molaires des phases et (en joules par kelvin mole, J K−1 mol−1) ;
  • l'enthalpie molaire de la phase (en joules par mol, J mol−1) ;
  • l'enthalpie molaire partielle du corps dans la phase (en joules par mol, J mol−1) ;
  • la pression de transition de phase (en pascals, Pa) ;
  • la température de transition de phase (en kelvins, K) ;
  • et les volumes molaires des phases et (en mètres cubes par mole, m3 mol−1) ;
  • dans une transition d'ordre 2, le volume molaire commun aux deux phases, (en mètres cubes par mole, m3 mol−1) ;
  • le volume molaire partiel du corps dans la phase (en mètres cubes par mole, m3 mol−1) ;
  • et les fractions molaires du corps dans les phases et (adimensionnel) ;
  • et les coefficients de dilatation isobare des phases et (par kelvin, K−1) ;
  • l'enthalpie de changement d'état de la phase à la phase (en joules par mole, J/mol) ;
  • et les coefficients de compressibilité isotherme des phases et (par pascal, Pa−1).

Conditions d'équilibre

Conditions générales

On considère un système isolé (qui n'échange ni énergie ni matière avec l'extérieur) composé deux de phases, notées et . Le système global isolé subit une transformation afin d'atteindre l'équilibre. On écrit pour chacune des deux phases la variation d'énergie interne[34] :

avec la grandeur relative à la phase . Soit, pour le système isolé global, les fonctions globales énergie interne globale , entropie globale , volume global et quantité globale de chacun des corps . On a les relations sur le système global isolé, en l'absence de réaction chimique[34] :

  • (premier principe de la thermodynamique) ;
  • (deuxième principe de la thermodynamique) ;
  • (absence de travail des forces de pression) ;
  • pour tout (conservation de la matière).

Les grandeurs globales du système global isolé (de l'ensemble constitué par les deux phases) sont constantes (hormis l'entropie), mais les grandeurs propres à chacun des deux phases, elles, peuvent varier au cours de la transformation, leurs variations étant opposées. Par exemple, le volume global du système isolé, , est constant, mais les volumes des phases et peuvent varier et .

On obtient les relations globales d'évolution du système isolé :

Évolution

L'équilibre est atteint lorsque l'entropie globale du système atteint un maximum. Les variations d'entropie des deux phases sont alors liées par : . On peut donc écrire pour le système global à l'équilibre[35],[34] :

À l'équilibre

Quand les deux phases sont à l'équilibre, cela ne signifie pas qu'il n'y a pas d'échanges entre elles. Les deux phases continuent à échanger de la matière et de l'énergie, mais globalement les échanges se font dans les deux sens et se compensent : l'état d'équilibre obtenu est qualifié de dynamique ou stationnaire. Les variations , et pour tout sont donc non nulles à l'équilibre. La relation précédente implique par conséquent l'homogénéité des potentiels mécanique (pression), thermique (température) et chimiques (potentiels chimiques) entre les deux phases à l'équilibre[34] :

  •  ;
  •  ;
  • pour tout .

Les conditions d'équilibre sont donc données par[34],[36],[37] :

Conditions d'équilibre de deux phases et
Équilibre mécanique homogénéité de la pression
Équilibre thermique homogénéité de la température
Équilibre diffusif homogénéité des potentiels chimiques pour tout corps  :

Si le système contient une troisième phase , celle-ci doit être à l'équilibre avec les phases et  : elle sera par conséquent à l'équilibre aux mêmes pression, température et potentiels chimiques. Ces conditions sont donc généralisables à plus de deux phases en équilibre (équilibres gaz-liquide-liquide ou gaz-liquide-solide par exemple, ou multiples phases liquides[6] ou solides).

Note sur l'homogénéité des potentiels chimiques

L'homogénéité des potentiels chimiques signifie que pour le corps 1 , pour le corps 2 , … , pour le corps , mais pas que ces potentiels sont égaux entre corps différents : .

Homogénéité des fugacités

Dans n'importe quelle phase , la fugacité du corps est définie par la relation sur les potentiels chimiques :

Fugacité

avec :

  • la fugacité du corps  ;
  • la pression ;
  • la constante universelle des gaz parfaits ;
  • la température ;
  • le potentiel chimique du corps dans la phase  ;
  • le potentiel chimique du corps à l'état de gaz parfait pur.

La fugacité lie les propriétés d'un corps , pur ou en mélange, dans une phase quelconque réelle, aux propriétés de ce même corps à l'état de gaz parfait pur aux mêmes pression et température que la phase réelle. On peut écrire pour deux phases et en équilibre, en introduisant les fugacités respectives et de tout corps  :

À l'équilibre, les deux phases et sont aux mêmes pression et température, en conséquence le potentiel est le même dans ces deux relations, et l'on peut écrire, en considérant que [37],[38],[39] :

Condition d'équilibre des phases :

En termes de condition d'équilibre des phases, l'égalité des fugacités est donc équivalente à l'égalité des potentiels chimiques : si l'une est vérifiée, alors l'autre est aussi vérifiée, et réciproquement. Néanmoins, les potentiels chimiques ne pouvant être déterminés qu'à une constante additive près, l'égalité des potentiels chimiques est difficilement utilisable, tandis que les fugacités peuvent être déterminées de façon absolue, ce qui les rend particulièrement utiles.

Règle des phases

Diagramme de phase de l'eau.
Les courbes représentent les équilibres de deux phases : si la température est fixée, la pression est subie, et réciproquement. Dans les domaines délimités par les courbes une seule phase est stable : on peut y faire varier la pression indépendamment de la température. Le point critique et le point triple ne peuvent être modifiés.

Soit un mélange quelconque composé de espèces chimiques réparties en phases. Les conditions d'équilibre stable d'un système hétérogène définies plus haut impliquent que :

  • les pressions sont liées par les égalités :
  • les températures sont liées par les égalités :
  • pour chacun des constituants, les potentiels chimiques sont liés par les égalités :

Pour chaque phase, les diverses variables sont également liées par la relation de Gibbs-Duhem, soit équations supplémentaires :

On a donc un total de variables et équations. La variance indique le nombre de variables, c'est-à-dire le nombre de conditions opératoires (parmi la pression, la température et les compositions des phases), que l'opérateur peut fixer indépendamment l'une de l'autre en restant dans le domaine d'équilibre stable des phases, d'où la règle des phases[11],[40] :

Règle des phases :

Par exemple, pour un corps pur, soit  :

  • en présence d'une seule phase (par exemple un liquide seul) , soit , on a  : l'opérateur peut imposer la pression et la température indépendamment l'une de l'autre ;
  • en présence de deux phases (par exemple un équilibre liquide-gaz), soit , on a  : l'opérateur peut imposer la pression mais la température d'équilibre est subie (et inversement) ;
  • en présence de trois phases (par exemple le point triple de l'équilibre solide-liquide-gaz), soit , on a  : l'opérateur ne peut imposer aucune condition de l'équilibre.

Un mélange de constituants peut au plus se présenter sous phases à l'équilibre stable. Il ne peut y avoir au plus qu'une seule phase gaz, mais il peut y avoir plusieurs phases liquides et solides à l'équilibre[6].

Théorème de Gibbs-Konovalov

Dans un diagramme de phases isobare ou isotherme d'un mélange, les courbes de transition de phase peuvent présenter des extrémums (maximum ou minimum), respectivement de pression ou de température, en fonction de la composition. Le théorème de Gibbs-Konovalov établit que[41],[42] :

« Aux points d'extrémum de pression ou de température, les phases en équilibre ont la même composition. »

— Théorème de Gibbs-Konovalov

Dans le diagramme de phases d'un équilibre liquide-vapeur, par exemple, si la courbe de rosée atteint un extrémum, alors la courbe de rosée atteint un extrémum à la même composition. Pour la pression et la température considérées, les phases liquide et vapeur en équilibre ont la même composition, et le mélange se comporte comme un corps pur : il s'agit d'un azéotrope. Dans un équilibre liquide-solide, ce cas de figure est appelé point de fusion congruent.

Calcul d'un équilibre liquide-vapeur

Le calcul d'équilibre liquide-vapeur est le plus documenté dans la littérature. Son principe peut être décliné à tout autre équilibre de phases.

Énoncé du problème

Mise en équations

Soit, à pression et température données, un mélange de constituants, chaque constituant étant représenté par la quantité de matière . On cherche à déterminer la composition des phases liquide et vapeur en présence. Il s'agit de calculer pour chacun des constituants :

  • la quantité du constituant en phase vapeur ;
  • la quantité du constituant en phase liquide ;

qui doivent répondre aux équations :

  • du bilan de matière ;
  • de l'équilibre liquide-vapeur.

On a donc inconnues et équations.

Reformulation

On définit les variables intermédiaires :

  • la quantité de matière totale en phase vapeur ;
  • la quantité de matière totale en phase liquide ;
  • la quantité de matière totale considérée ;
  • la fraction molaire du constituant en phase vapeur ;
  • la fraction molaire du constituant en phase liquide.

Soit pour chacun des constituants la fraction molaire globale, notée  :

Fraction molaire globale du corps  :

On définit enfin la fraction molaire globale de la phase vapeur, ou taux de vaporisation (inconnue) :

Taux de vaporisation ou fraction de vapeur :

Les fractions sont calculées directement à partir des données du problème. Les variables , , , , , et sont des inconnues. Le problème est reformulé de façon à n'avoir à déterminer que les fractions et , et le taux de vaporisation , soit inconnues. Les équations résolues sont[43],[44] :

  • les bilans de matière , reformulés selon les fractions molaires ;
  • les équilibres , reformulés à l'aide des coefficients de partage ;
  • la contrainte .

Les quantités des phases et des constituants peuvent être déduites à postériori selon :

Coefficients de partage

Les fugacités sont des fonctions de la pression, de la température et de la composition de la phase considérée :

Les fugacités des phases sont le plus souvent calculés selon deux approches : celle par coefficient de fugacité , nécessitant une équation d'état, et celle par coefficient d'activité , nécessitant un modèle de coefficient d'activité. Ces deux approches sont en théorie équivalentes, mais en pratique leur usage dépend de la pression considérée. L'approche par coefficient de fugacité nécessite une équation d'état, elle est employée pour la phase gaz à toutes les pressions. Pour les espèces en phase liquide, elle est employée pour celles au-dessus de leur point critique (pour lesquels il n'existe pas de pression de vapeur saturante à la température considérée)[45] et, de façon plus large, pour toutes les espèces à des pressions supérieures à 10 bar. L'usage d'une même équation d'état pour représenter les deux phases (par exemple une équation d'état cubique) rend le calcul cohérent à l'approche du point critique où les deux phases doivent se rejoindre. Par contre, aux basses pressions, les équations d'état, spécialement développées pour les gaz, représentent souvent assez mal les liquides. Les modèles de coefficient d'activité sont spécialement développés pour les liquides aux basses pressions (par exemple les modèles de Margules, UNIQUAC, UNIFAC, COSMOSPACE). Ils ne dépendent généralement pas de la pression, mais seulement de la température et de la composition.

L'approche par coefficient de fugacité donne[46],[45] :

Pour les espèces en phase gaz : quelle que soit la pression.
Pour les espèces en phase liquide : aux hautes pressions.

L'approche par coefficient d'activité donne :

Pour les espèces en phase liquide : aux basses pressions.

Cette approche nécessite de connaitre la fugacité du corps pur en phase liquide dans les conditions de pression et de température de l'équilibre. Pour une espèce chimique pour laquelle il existe une pression de vapeur saturante à la température du mélange, cette fugacité se calcule selon :

Pour les espèces subcritiques :

avec :

  • la pression de vapeur saturante du corps pur à  ;
  • le coefficient de fugacité du corps pur à saturation en phase vapeur, à et  ;
  • le volume molaire liquide du corps pur à  ; dépend également de la pression ;
  • la correction de Poynting.

Pour une espèce chimique pour laquelle il n'existe pas de pression de vapeur saturante à la température du mélange, la fugacité peut être calculée à l'aide d'une constante de Henry (déterminée expérimentalement) selon la relation[47] :

Pour les espèces supercritiques :

avec le coefficient d'activité à dilution infinie[47] :

Les approches par coefficient de fugacité et d'activité étant théoriquement équivalentes, on a :

Pour tout corps , on définit, à partir de l'égalité des fugacités , le coefficient de partage [45] :

Coefficient de partage :

Les coefficients de partage sont des inconnues, ils dépendent de la pression, de la température et des compositions des deux phases :

Calcul d'un point de bulle

Un point de bulle est un couple de pression et température auquel apparait la première bulle de vapeur dans un liquide lors d'une vaporisation.

Calcul de la pression de bulle

Dans ce cas, la température est connue et le mélange est entièrement liquide, soit . Le problème consiste à déterminer la pression à laquelle apparait la première bulle de gaz et la composition de celui-ci, les fractions , soit inconnues. On a directement :

Les équations sont[48] :

  • les équilibres  ;
  • la contrainte .

L'intégration des équilibres dans la contrainte donne l'équation à résoudre[48] :

Équation du point de bulle :

L'égalité des fugacités donne , d'où et, par sommation sur les constituants :

Cette équation peut être utilisée pour résoudre le problème par la méthode itérative du point fixe. Connaissant la pression à l'itération , la pression à l'itération est calculée selon :

À chaque itération, on calcule la somme :

Cette somme est censée valoir , ce qui n'est vrai que lorsque le calcul a convergé. Pour pouvoir calculer les coefficients , il est nécessaire de normer les fractions molaires au cours des itérations selon[48] :

Lorsque , on a bien .

Le calcul est initialisé par le choix d'une pression et de fractions molaires , et peut être effectué selon l'algorithme suivant ( est l'itération en cours)[48].

Algorithme de calcul de la pression de bulle
  1. Calculer les coefficients de partage par les coefficients de fugacité et d'activité.
  2. Calculer la somme .
  3. Calculer les fractions molaires normées .
  4. Calculer une nouvelle pression .
  5. Si la valeur absolue , une erreur acceptable, recommencer en 1 avec la nouvelle pression. Sinon, la pression de bulle est trouvée. FIN.

Calcul de la température de bulle

Dans ce cas, la pression est connue. Le problème consiste à déterminer la température à laquelle apparait la première bulle de gaz et la composition de celui-ci, soit les fractions . Les équations sont les mêmes que pour le calcul de la pression de bulle. On peut effectuer le calcul en faisant une hypothèse de température, en calculant la pression de bulle correspondante selon l'algorithme exposé dans la section précédente, puis en modifiant la température jusqu'à ce que la pression calculée corresponde à la pression donnée[48].

Calcul d'un point de rosée

Un point de rosée est un couple de pression et température auquel apparait la première goutte de liquide dans un gaz lors d'une liquéfaction.

Calcul de la pression de rosée

Dans ce cas, la température est connue et le mélange est entièrement gazeux, soit . Le problème consiste à déterminer la pression à laquelle apparait la première goutte de liquide et la composition de celui-ci, les fractions , soit inconnues. On a directement :

Les équations sont[49] :

  • les équilibres  ;
  • la contrainte .

L'intégration des équilibres dans la contrainte donne l'équation à résoudre[49] :

Équation du point de rosée :

L'égalité des fugacités donne , d'où et, par sommation sur les constituants :

Cette équation peut être utilisée pour résoudre le problème par la méthode itérative du point fixe. Connaissant la pression à l'itération , la pression à l'itération est calculée selon :

À chaque itération, on calcule la somme :

Cette somme est censée valoir , ce qui n'est vrai que lorsque le calcul a convergé. Pour pouvoir calculer les coefficients , il est nécessaire de normer les fractions molaires au cours des itérations selon[49] :

Lorsque , on a bien .

Le calcul est initialisé par le choix d'une pression et de fractions molaires , et peut être effectué selon l'algorithme suivant ( est l'itération en cours)[49].

Algorithme de calcul de la pression de rosée
  1. Calculer les coefficients de partage par les coefficients de fugacité et d'activité.
  2. Calculer la somme .
  3. Calculer les fractions molaires normées .
  4. Calculer une nouvelle pression .
  5. Si la valeur absolue , une erreur acceptable, recommencer en 1 avec la nouvelle pression. Sinon, la pression de rosée est trouvée. FIN.

Calcul de la température de rosée

Dans ce cas, la pression est connue. Le problème consiste à déterminer la température à laquelle apparait la première goutte de liquide et la composition de celui-ci, soit les fractions . Les équations sont les mêmes que pour le calcul de la pression de rosée. On peut effectuer le calcul en faisant une hypothèse de température, en calculant la pression de rosée correspondante selon l'algorithme exposé dans la section précédente, puis en modifiant la température jusqu'à ce que la pression calculée corresponde à la pression donnée[49].

Calcul pour une vaporisation partielle

On connait la pression , la température et les fractions molaires globales . Le taux de vaporisation et les fractions dans les phases et sont inconnues, soit inconnues.

En substituant l'équilibre dans le bilan de matière de chacun des constituants, on obtient :

Si , alors  : le constituant n'est pas présent dans le mélange ; ce cas est donc exclu. On obtient équations combinant les bilans de matière et les équilibres[43] :

  •  ;
  • .

Les contraintes combinées sur les fractions molaires et donnent la dernière équation :

Le problème est réduit à trouver la solution de cette équation, due à Rachford et Rice (1952)[50],[51],[52],[43] :

Équation de Rachford-Rice :

La dérivée de cette fonction s'écrit :

On a  : cette fonction est monotone strictement décroissante en . Si l'on trouve sur la plage une solution de l'équation , cette solution est unique.

On peut résoudre l'équation de Rachford-Rice sur l'intervalle par la méthode de Newton selon ( est l'itération en cours)[43] :

La méthode de dichotomie peut également être employée[51].

À chaque itération les sommes suivantes sont calculées :

Ces sommes sont censées valoir et , ce qui n'est vrai que lorsque le calcul a convergé. Pour pouvoir calculer les coefficients , il est nécessaire de normer les fractions molaires au cours des itérations selon :

Lorsque , on a bien , et .

Le calcul est initialisé par le choix d'un taux de vaporisation , de fractions molaires et , et de coefficients de partage . L'algorithme de résolution comporte deux boucles imbriquées[43],[51] : une sur les coefficients , l'autre sur .

Algorithme de calcul d'une vaporisation partielle
  1. Calculer les sommes et .
  2. Calculer les fractions molaires normées et .
  3. Calculer les coefficients de partage par les coefficients de fugacité et d'activité.
  4. Si les équilibres ne sont pas vérifiés ( pour au moins un constituant), reprendre en 1 avec les nouvelles fractions et les nouveaux coefficients de partage. Sinon, passer en 5.
  5. Résoudre l'équation de Rachford-Rice en . On obtient ( est l'itération en cours).
  6. Si , alors reprendre en 1 avec le nouveau taux. Sinon, FIN.
Notes
  • Le passage de l'étape 4 à l'étape 5 s'effectue même si ou .
  • À l'issue du calcul, si , le mélange est entièrement gazeux ; si , le mélange est entièrement liquide. Des calculs préalables de pression de bulle et de rosée peuvent être effectués afin de vérifier ces possibilités et éviter de résoudre le problème de vaporisation partielle.

Équilibres idéaux

Solution idéale

Évolution de la fugacité en fonction de la fraction molaire à pression et température constantes[53],[54].

Le terme solution est pris au sens large de mélange. La notion de solution idéale s'applique à toutes les phases, quel que soit leur état. Dans une solution idéale, la fugacité idéale est supposée évoluer, à pression et température données, selon la relation[55] :

Solution idéale :

dans laquelle :

  • est la fugacité idéale à la fraction molaire  ;
  • est la fugacité à la fraction molaire de référence (fixe).

Les deux fugacités sont prises aux mêmes pression et température, et pour la même phase. À pression et température données, la fugacité est une constante, et la fugacité varie linéairement en fonction de . Les fugacités sont parfois exprimées en fonction de la fraction massique, de la concentration molaire ou de la concentration massique.

Dans les modèles idéaux, les coefficients de fugacité et d'activité sont égaux à 1. Pour un gaz, la solution idéale est le mélange de gaz parfaits. Pour les espèces chimiques en phase liquide, plusieurs états de référence sont souvent employés : le corps pur (), le corps infiniment dilué (), le corps à une concentration molaire de 1 mol/l. Pour les espèces chimiques en phase solide, l'état de référence est le plus souvent le corps pur.

Équilibres liquide-vapeur idéaux

Loi de Raoult et loi de Henry


Pour un équilibre liquide-vapeur, l'égalité des fugacités s'écrit :

Équilibre liquide-vapeur :

Pour la phase gazeuse, le modèle idéal est celui du gaz parfait. La fugacité de tout corps est égale à la pression partielle de ce corps :

Pour un corps en phase liquide, lorsque l'état de référence choisi est celui du corps pur, , alors est la fugacité du corps pur liquide. Cette fugacité se calcule de façon générale selon (voir la section Coefficients de partage) :

La fugacité suit la loi de Lewis et Randall : . Dans les équilibres idéaux , et aux basses pressions . On obtient la loi de Raoult[54] :

Loi de Raoult :

Pour un corps en phase liquide, lorsque l'état de référence choisi est celui du corps à dilution infinie, , alors et la constante de Henry. On obtient la loi de Henry[54] :

Loi de Henry :

Les lois de Raoult et de Henry considèrent toutes deux la phase gaz comme un mélange de gaz parfaits, ce qui restreint leur domaine d'application à des pressions de moins de 10 atm. La loi de Raoult s'applique pour des fractions molaires en phase liquide plutôt grandes, , et la loi de Henry pour des fractions molaires plutôt petites[56], .

Exemple de calcul d'un équilibre idéal

On considère un équilibre liquide-vapeur dont tous les constituants suivent la loi de Raoult. Les données du problème sont la pression , la température et les fractions molaires globales . À température donnée, le coefficient de partage de chacun des constituants est une fonction de la pression et ne dépend pas de la composition :

Les coefficients de partage sont donc invariants au cours d'un calcul par itérations[57].

Avant de calculer un équilibre liquide-vapeur, il est nécessaire de vérifier que le mélange n'est pas monophasique, c'est-à-dire uniquement liquide ou gazeux. Lorsque la pression est supérieure à la pression d'ébullition, soit , le mélange est entièrement liquide. Pour une composition donnée, la fonction est une fonction décroissante de la pression. Lorsque , la pression est la pression d'ébullition aux température et composition données. Lorsque , on a [58]. Lorsque la pression est inférieure à la pression de rosée, soit , le mélange est entièrement gazeux. Pour une composition donnée, la fonction est une fonction croissante de la pression. Lorsque , la pression est la pression de rosée aux température et composition données. Lorsque , on a [58].

On effectue par conséquent le calcul selon l'algorithme suivant.

Algorithme de calcul
  1. À pression et température de l'énoncé, calculer le coefficient de partage pour chacun des constituants.
  2. Si le mélange est entièrement liquide : et pour tout constituant  ; fin du calcul. Sinon, passer en 3.
  3. Si le mélange est entièrement gazeux : et pour tout constituant  ; fin du calcul. Sinon, passer en 4.
  4. Sinon, le mélange est biphasique et présente un équilibre liquide-vapeur. Résoudre l'équation de Rachford-Rice : .

Dans le cas d'un mélange binaire, impliquant les constituants et , après avoir vérifié la présence de deux phases comme précédemment, on calcule plus rapidement les compositions des phases selon[59] :

  •  ;
  •  ;
  •  ;
  •  ;
  • .

Exemple[57]

On considère un mélange d'hydrocarbures dans les conditions données par le tableau suivant.
Mélange d'hydrocarbures à 3,5 bar et 300 K - données.
Constituant
Fraction molaire globale
Coefficient de partage
Propane 0,2 2,525
n-Butane 0,3 0,7708
Isobutane 0,4 1,066
n-Pentane 0,05 0,2401
Isopentane 0,05 0,3140
On a = 1,1903 et = 1,2113. Le mélange est donc biphasique. Les résultats sont reportés dans le tableau suivant.
Mélange d'hydrocarbures à 3,5 bar et 300 K - résultats.
Taux de vaporisation
0,524
Constituant
Fraction molaire liquide
Fraction molaire vapeur
Propane 0,1112 0,2807
n-Butane 0,3409 0,2628
Isobutane 0,3867 0,4121
n-Pentane 0,0831 0,0199
Isopentane 0,0781 0,0245

Équilibres liquide-solide idéaux

L'équation de Schröder-van Laar permet de déterminer, à pression constante, l'équilibre liquide-solide de deux phases idéales, dans lequel seule l'espèce est présente dans la phase solide. Elle s'écrit en fonction de la composition de la phase liquide[60],[61] :

Équation de Schröder-van Laar

avec :

  • la pression de l'équilibre liquide-solide ;
  • la constante universelle des gaz parfaits ;
  • la température de l'équilibre liquide-solide sous la pression  ;
  • la température du fusion du corps pur sous la pression  ;
  • la fraction molaire du corps dans la phase liquide ;
  • l'écart des capacités thermiques isobares molaires du corps pur liquide et solide à  :
    •  ;
    • la capacité thermique isobare molaire du corps liquide pur ;
    • la capacité thermique isobare molaire du corps solide pur ;
  • l'enthalpie de fusion du corps pur à .

Propriétés colligatives

Dans une solution liquide, le « solvant » est l'espèce chimique majoritaire et le « soluté » l'espèce minoritaire. La comparaison des conditions opératoires de transition de phase du solvant pur avec celles de la solution montre que la présence du soluté modifie ces conditions : à température identique, la pression de transition est modifiée, de même qu'à pression identique la température de transition est modifiée. Dans le cas particulier où la phase en équilibre avec la solution ne contient que le solvant et où le soluté n'est présent qu'en très faible quantité dans la solution, les écarts constatés sont appelés « propriétés colligative ». Dans ces conditions, ces écarts peuvent être calculés, selon l'hypothèse de la solution idéale, à l'aide de lois ne dépendant que des propriétés du solvant et linéaires selon la concentration du soluté.

À température donnée, la pression d'équilibre liquide-vapeur de la solution est plus basse que celle du solvant pur. L'abaissement de la pression de vapeur saturante se calcule selon la loi de la tonométrie :

Loi de la tonométrie :

avec :

  • l'abaissement de la pression de vapeur saturante du solvant en présence du soluté (en Pa) ; la pression d'équilibre liquide-vapeur de la solution vaut  ;
  • la pression de vapeur saturante du solvant pur à la température (en Pa) ;
  • la fraction molaire du soluté en solution.

À pression donnée, la température d'équilibre liquide-vapeur de la solution est plus élevée que celle du solvant pur. L'élévation de la température d'ébullition se calcule selon la loi de l'ébulliométrie[62] :

Loi de l'ébulliométrie :
Constante ébullioscopique :

avec :

  • l'élévation de la température d'ébullition du solvant (en K) ; la température d'ébullition de la solution vaut  ;
  • la température d'ébullition du solvant pur à la pression (en K) ;
  • l'enthalpie de vaporisation du solvant pur à (en J mol−1) ;
  • la constante universelle des gaz parfaits (en J K−1 mol−1).

À pression donnée, la température d'équilibre liquide-solide de la solution est plus basse que celle du solvant pur. L'abaissement de la température de fusion (ou température de solidification ou température de congélation) se calcule selon la loi de la cryométrie[63] :

Loi de la cryométrie :
Constante cryoscopique :

avec :

  • l'abaissement de la température de fusion du solvant (en K) ; la température de fusion de la solution vaut  ;
  • la température de fusion du solvant pur à la pression (en K) ;
  • l'enthalpie de fusion du solvant pur à (en J mol−1).

À température donnée, si l'on place la solution et le solvant pur de part et d'autre d'une membrane semi-perméable (ne laissant passer que le solvant), la pression d'équilibre est plus élevée dans le compartiment de la solution que dans celui du solvant. La différence de pression entre les deux compartiments, appelée « pression osmotique », se calcule selon la loi de l'osmométrie[64] :

Loi de van 't Hoff, ou loi de l'osmométrie :

avec :

  • la pression osmotique (en Pa) ; si au niveau de la membrane la pression du compartiment du solvant pur vaut , celle du côté de la solution vaut  ;
  • la concentration molaire du soluté en solution (en mol m−3) ;
  • la température (en K).

Notations

Alphabet latin
Alphabet grec

Notes et références

Notes

  1. a et b Taillet et al. 2018, p. 575-576.
  2. Taillet et al. 2018, p. 701.
  3. Taillet et al. 2018, p. 117.
  4. a et b Tristan Ribeyre, Chimie PC/PC* - 2e année : Un accompagnement au quotidien, De Boeck Supérieur, coll. « Tout-en-un », , 1136 p. (ISBN 9782804187743, lire en ligne), chapitre 1.
  5. Taillet et al. 2018, p. 696-697.
  6. a b et c Exemple de sept phases liquides (heptane, aniline, eau, perfluorokérosène, phosphore, gallium, mercure) en équilibre à pression et température ambiantes : (en) Joel H. Hildebrand, « Seven Liquid Phases in Equilibrium. », Journal of Physical Chemistry, vol. 53, no 6,‎ , p. 944-947 (lire en ligne).
  7. Philippe Pruzan, laboratoire de physique des milieux condensés, université Paris-VI, CNRS, « Quelques aspects de la physique de la glace », Dossier scientifique : l'eau, sur cnrs.fr (consulté le ).
  8. Taillet et al. 2018, p. 21.
  9. a et b Michel Bauer, Cristallisation et polymorphisme : Description du phénomène, vol. AF 3 640, Techniques de l'ingénieur, (lire en ligne), p. 2.
  10. a et b Taillet et al. 2018, p. 745.
  11. a et b Taillet et al. 2018, p. 559.
  12. a et b Infelta et al. 2006, p. 129.
  13. Taillet et al. 2018, p. 223-224.
  14. a b et c Taillet et al. 2018, p. 578.
  15. Taillet et al. 2018, p. 273.
  16. Taillet et al. 2018, p. 689.
  17. Taillet et al. 2018, p. 468.
  18. M'hamed Ali Chaker, Yassine Khalsi et Hager Ben Mahmoud, Olympiades Nationales de Chimie, « Expérience 1 : l'eau surchauffée au four à micro-ondes. » [vidéo], sur youtube.com, (consulté le ).
  19. Infelta et al. 2006, p. 139-142.
  20. Infelta et al. 2006, p. 134-135.
  21. a et b Peter William Atkins et Julio De Paula (trad. de l'anglais par Jean Toullec et Monique Mottet), Chimie Physique [« Physical Chemistry »], De Boeck supérieur, , 2e éd., 1024 p. (ISBN 9782804166519, lire en ligne), p. 177-179.
  22. Bruno Fosset, Jean-Bernard Baudin, Frédéric Lahitète et Valéry Prévost, Chimie tout-en-un PSI-PSI* : Le cours de référence, Dunod, , 3e éd., 400 p. (ISBN 978-2-10-077191-2, lire en ligne), p. 225-226.
  23. Jean-Claude Legrand, L'indispensable en Thermodynamique chimique : les applications, Bréal, (ISBN 978-2-7495-2241-8, lire en ligne), p. 44-45.
  24. Bernard Claudel, Propriétés thermodynamiques des fluides, vol. B 8020, Techniques de l'ingénieur, , 46 p. (lire en ligne), p. 5-6.
  25. a b c et d Taillet et al. 2018, p. 248.
  26. a b et c Corriou 1985a, p. 5-7.
  27. (en) Herbert B. Callen, Thermodynamics and an Introduction to Thermostatistics, New York, John Wiley & Sons, , 2e éd., 512 p. (ISBN 978-0-471-86256-7 et 978-0-471-61056-4, OCLC 11916089, lire en ligne), p. 210.
  28. a b c d e et f Jean-Pierre Provost et Gérard Vallée, Les maths en physique : La physique à travers le filtre des mathématiques (avec éléments d'analyse numérique), Dunod, , 384 p. (ISBN 9782100559336, lire en ligne), p. 141-143.
  29. (en) Santi Prestipino et Paolo V. Giaquinta, « The Concavity of Entropy and Extremum Principles in Thermodynamics », Journal of Statistical Physics, vol. 111,‎ , p. 482 (DOI 10.1023/A:1022233814184, lire en ligne, consulté le ).
  30. Vidal 1997, p. 37.
  31. Vidal 1997, p. 190-191.
  32. (en) Luh C. Tao, « Clapeyron Equation of a Multicomponent Solution », AlChE Journal,‎ , p. 460 (lire en ligne, consulté le ).
  33. (en) James C. M. Li, « Clapeyron Equation for Multicomponent Systems », J. Chem. Phys., vol. 25, no 3,‎ , p. 572-574 (lire en ligne, consulté le ).
  34. a b c d et e Greiner et al. 1999, p. 57-58.
  35. Jean-Luc Godet, université d'Angers - Numéliphy, « Fonctions thermodynamiques et potentiels chimiques : Équilibre entre phases et potentiel chimique », sur res-nlp.univ-lemans.fr (consulté le ).
  36. Infelta et al. 2006, p. 129-131.
  37. a et b Corriou 1985b, p. 3.
  38. Vidal 1997, p. 156.
  39. Coquelet et al. 2007, p. 5.
  40. Infelta et al. 2006, p. 133.
  41. Vidal 1997, p. 190.
  42. Michel Soustelle, Transformation entre phases, vol. 5, Londres, ISTE Editions, coll. « Thermodynamique chimique approfondie », , 240 p. (ISBN 978-1-78405-123-5, lire en ligne), p. 66.
  43. a b c d et e Coquelet et al. 2007, p. 8-9.
  44. Vidal 1997, p. 195-196.
  45. a b et c Vidal 1997, p. 183-187.
  46. Coquelet et al. 2007, p. 6.
  47. a et b Corriou 1985b, p. 4.
  48. a b c d et e Vidal 1997, p. 197-199.
  49. a b c d et e Vidal 1997, p. 199-200.
  50. (en) H.H. Rachford et J.D. Rice, « Procedure for Use of Electronic Digital Computers in Calculating Flash Vaporization Hydrocarbon Equilibrium », Journal of Petroleum Technology, vol. 4, no 10,‎ , p. 19-20 (DOI https://doi.org/10.2118/952327-G, lire en ligne [PDF], consulté le ).
  51. a b et c Vidal 1997, p. 200.
  52. Shell 2015, p. 252.
  53. (en) J. P. O'Connell et J. M. Haile, Thermodynamics : Fundamentals for Applications, Cambridge University Press, (ISBN 978-1-139-44317-3, lire en ligne), p. 435.
  54. a b et c Corriou 1985a, p. 25-26.
  55. Jacques Schwartzentruber, École nationale supérieure des mines d'Albi-Carmaux, « Solution idéale - Définition », sur nte.mines-albi.fr, (consulté le ).
  56. Henri Fauduet, Principes fondamentaux du génie des procédés et de la technologie chimique, Lavoisier, , 2e éd., 800 p. (ISBN 9782744500107, lire en ligne), p. 164.
  57. a et b Vidal 1997, p. 202-203.
  58. a et b Shell 2015, p. 253.
  59. Vidal 1997, p. 204.
  60. (en) Ronald W. Rousseau, Handbook of Separation Process Technology, John Wiley & Sons, , 1024 p. (ISBN 978-0-471-89558-9, lire en ligne), p. 45-48.
  61. (en) Wolfgang Beckmann, Crystallization : Basic Concepts and Industrial Applications, John Wiley & Sons, , 360 p. (ISBN 9783527650347, lire en ligne), paragraphe 3.1.3.
  62. Infelta et al. 2006, p. 217-218.
  63. Infelta et al. 2006, p. 216-217.
  64. Infelta et al. 2006, p. 218-219.

Bibliographie

Articles connexes