Составители:
Рубрика:
41
22
20
2
2
0
xvR vRkT vKl hlRR
vR vKl hl
nn n nn n B n
RR
∞
=
′′−−′−
−+ − =
γγ ∂∂
γ
α
αα
ej
chchch
{
ch
t
exp exp
exp .
(10.9)
Условие
x
n
<< 1 малой растворимости ядра ввиду (9.2) может
быть записано как
xvRkT
nn nB∞
′<<exp 2 1γ
ch
. (10.10)
Дифференцируя (10.4) по
R
иучитывая(10.10), получаем
∂∂ γ
α
′=− ′ ′
∞
RR xvRvR vRkT
nnnnnnB
22
2
ej
ch
exp . (10.11)
Принимая во внимание вытекающее из (10.6) приближенное равенство
′≈RR
n
, приходим к
∂∂′<<RR
n
1 . (10.12)
Непосредственно из (10.4) и (10.10) видим, чтосгораздобольшей
точностью, чем приближенное равенство
′≈RR
n
, соблюдается при-
ближенное равенство
′≈RR
nn
. Физической причиной этому служит то,
что при малой концентрации раствора толщина пленки и соответст-
венно радиус капли определяются в основном поступлением в пленку
вещества из пара, анеизядра. Указанная причина позволяет понять и
то, что влияние растворения ядра на изменение концентрации раство-
ра будет проявляться весьма слабо.
Ввиду (10.12) слагаемое с производной
∂∂′RR
n
не играет сколь-
ко-нибудь заметной роли в уравнении (10.9). Пренебрегая этим сла-
гаемым и учитывая
′≈RR
nn
, видим, что толщина пленки h
0
при мак-
симуме химического потенциала конденсата в области неполного рас-
творения ядра в капле определяется как
hlKRl
n0
2
2= ln γ
ej
. (10.13)
Соотношение (10.13) показывает, что при
Rl
n
>> , т. е. для макроско-
пических ядер конденсации, конденсация на которых возможна при
низких пересыщениях пара, имеем
Rh
n
>>
0
. Это неравенство оправ-
дывает неравенство (10.6) в точке максимума химического потенциала
конденсата, азначит, и в важной для теории окрестности этой точки.
Кроме того, это неравенство оправдывает и использование формулы
Страницы
- « первая
- ‹ предыдущая
- …
- 39
- 40
- 41
- 42
- 43
- …
- следующая ›
- последняя »
