Составители:
Рубрика:
т.е. имеет место понижение упругости пара. Поэтому конденсация на таких поверхностях начинается
при влажности, меньшей 100%. Когда заряд капли q
≠
0, формула (3.22) после разложения в ряд
записывается как
(3.25)
где C
q
=q
2
µ
w
/(8πρ
d
RTε
v
)≅7,5
⋅
10
-30
см
4
. Из (3.25) видно, что поправки на кривизну поверхности капли и
на влияние электрического заряда имеют противоположные знаки (поверхностная энергия капли
убывает с уменьшением радиуса, а электростатическая возрастает) и при определенном значении
радиуса капли (r=5
⋅
10
-7
см) могут компенсировать друг друга. Тогда E
r,q
оказывается равной E
∞
.
Из формул (3.22), (3.25) следует также, что значение упругости насыщенного пара над каплей
не зависит от знака заряда (C
q
∼ q
2
). Вместе с тем еще в 1893 г. Вильсоном были проведены
лабораторные исследования эффективности действия отрицательных и положительных ионов в
процессах образования зародышевых капелек воды. В результате проведенных опытов он установил,
что отрицательные ионы значительно более эффективны, чем положительные: чтобы вызвать
конденсацию на отрицательных ионах степень расширения должна превышать значение 1,28
(четырехкратное пересыщение), для положительных степень расширения должна превышать
значение 1,31 (шестикратное пересыщение). Позднее исследователями также было получено
экспериментальное подтверждение большей активности отрицательных ионов в процессах
зародышеобразования.
Формулы (3.22), (3.25) получены на основе представлений феноменологической
термодинамики в предположении, что заряд капли находится в ее центре, а наличие заряда изменяет
энергию только объемных фаз системы пар — капля. Очевидно, что этот подход не достаточно строг,
так как поверхностная фаза также испытывает влияние электрического поля, что должно быть учтено
в выражении для термодинамического потенциала системы.
Учет этого эффекта на основе представлений статистической термодинамики был выполнен в
70-х годах учеными Ленинградского университета (см., например, публикации 1977 и 1979 гг[57,58].
Ими была исследована зависимость поверхностного натяжения от внешнего электрического поля в
системе газ — полярная жидкость. Полагалось, что в жидкости нет свободных слоев, а приложенное
внешнее электрическое поле однородно и направлено нормально к поверхности раздела. Проводя
функциональное разложение логарифма большой статистической суммы θ в ряд по малому
параметру (-βU), где β=1/(kT), U=pE, p — дипольный момент отдельной молекулы воды, k —
постоянная Больцмана, и ограничиваясь первыми двумя членами разложения, после ряда
преобразований было получено следующее выражение для большого термодинамического
потенциала Ω рассматриваемой системы (при постоянных температуре и химических потенциалах):
(3.26)
Здесь нулевой индекс относится к случаю, когда внешнее поле отсутствует; Ω=-kTlnθ, Ω
0
=-
kTlnθ
0
; P
z0
— составляющая вектора поляризации всей системы в отсутствии поля; V — объем
системы, χ — коэффициент разложения. Поясним коротко физический смысл второго и третьего
членов в (3.26). Наличие второго члена связано с поверхностными явлениями в двухфазной системе,
так как из-за образования слоя ориентированных диполей на поверхности раздела P
z0
≠
0. Третий член
в (3.26) описывает вклады в большой термодинамический потенциал как объемной, так и
поверхностной фаз.
Выделяя из (3.26) поверхностную часть термодинамического потенциала, получаем
(3.27)
где Ω=σ S, P
z0
=S∆ϕ
0
/(4π); S — площадь поверхности раздела; ∆ϕ
0
— скачок потенциала на границе
газ — жидкость. Отсюда для величины поверхностного натяжения получим следующее выражение:
(3.28)
Формула (3.28) описывает влияние приложенного электрического поля на поверхностное натяжение
полярной жидкости, причем в ней содержится член, линейный по напряженности внешнего поля.
Следовательно, поверхностное натяжение, а значит и упругость насыщенного пара над жидкостью
зависят не только от величины, но и от знака приложенного поля, так как при перемене направления
Страницы
- « первая
- ‹ предыдущая
- …
- 49
- 50
- 51
- 52
- 53
- …
- следующая ›
- последняя »
