где r — расстояние от рассматриваемой точки. Рэлей отождествлял лапласовское
K с разностью этого потенциала 2 между точкой на плоской поверхности жидкости (значение 2S) и точкой
внутри (значение 2I). На поверхности интегрирование в (10) ограничено полусферой радиуса d, а во внутренней области проводится по всей сфере. Следовательно, S есть половина I, или
(11)
Рассмотрим теперь каплю радиуса R.
Расчет fI
не изменяется, но при получении fS
интегрирование теперь проводится по более ограниченному объему из-за кривизны
поверхности. Если — угол между вектором и фиксированным радиусом , то
(12)
Тогда внутреннее
давление в капле есть
(13)
где
H определяется уравнением (9). Если бы мы взяли не
сферическую каплю, а порцию жидкости с поверхностью, определяемой двумя
главными радиусами кривизны R1 и R2 , то получили бы внутренне давление в виде
(14)
По теореме Эйлера
сумма равна
сумме обратных радиусов кривизны поверхности вдоль любых двух ортогональных
касательных.
Так как K и H положительны и R положительно для выпуклой
поверхности, то из (13) следует, что внутреннее давление в капле выше, чем в
жидкости с плоской поверхностью. Наоборот, внутреннее давление в жидкости,
ограниченной вогнутой сферической поверхностью ниже, чем в жидкости с
плоской поверхностью, поскольку R в этом случае
отрицательно.
Эти результаты составляют основу теории
капиллярности Лапласа. Уравнение для разности давлений (давление жидкости внутри
сферической капли радиуса R) и (давление газа снаружи) теперь
называют уравнением Лапласа:
(15)
Достаточно трех идей — натяжения у
поверхности, внутреннего давления и краевого угла, а также выражений (1) и
(15), чтобы решить все задачи обычной равновесной капиллярности методами
классической статики. Таким образом, после работ Лапласа и Юнга основы количественной
теории капиллярности были заложены.
Результаты Юнга были получены позже Гауссом
вариационным методом. Но все эти работы (Юнга, Лапласа и Гаусса) обладали
одним общим недостатком, изъяном, если можно так выразиться. Об этом
недостатке будет рассказано позже.
При расчете давления внутри искривленной
жидкой поверхности был введен потенциал Рэлея 2 (10); попутно было отмечено, что I является плотностью когезионной энергии. Впервые это полезное понятие в
1869 г. ввел Дюпре, который определил его как работу дробления куска вещества
на составляющие его молекулы (la travail de dйsagrйgation totale — работа полной дезагрегации).
Рис. 3
Направленная внутрь
сила, действующая на молекулу на глубине r < d,
противоположна по знаку направленной наружу силе, которая бы возникла со
стороны молекул в заштрихованном объеме, если бы он был заполнен равномерно с
плотностью .
Он приводит [12] вывод, проделанный его
коллегой Ф. Ж. Д. Массье следующим образом. Сила, действующая
на молекулу у поверхности по направлению к объему жидкости, противоположна по
знаку силе, возникающей от заштрихованного объема на рис. 3, поскольку внутри
жидкости сила притяжения от шарового объема радиуса равна нулю из симметрии.
Таким образом, сила, направленная внутрь, есть
(16)
Эта сила положительна, так как f(0 < s < d) < 0 и F(d) = 0 из-за нечетности функции f(s).
Никакая сила не действует на молекулу, если только она не находится в пределах
расстояния d по ту или иную сторону от поверхности.
Следовательно, работа удаления одной молекулы из жидкости равна
(17)
поскольку u(r) — четная функция. Эта работа равна минус удвоенной энергии на молекулу,
необходимой для дезинтеграции жидкости (удвоенной, чтобы не считать молекулы
дважды: один раз при их удалении, другой раз — как часть среды):
(18)
Это простое и понятное
выражение для внутренней энергии U жидкости, содержащей
N молекул. Отсюда следует, что плотность
когезионной энергии дается выражением (10), или
(19)
что совпадает с (11),
если убрать индекс I. Сам Дюпре получил тот же
результат окольным путем. Он рассчитывал dU/dV
через работу против межмолекулярных сил при однородном расширении куба
жидкости. Это дало ему
(20)
Поскольку K имеет форму ((7)
и (11)), где постоянная a дается выражением
(21)
то интегрирование (20)
снова приводит к (19).
Рэлей критиковал вывод Дюпре [10]. Он считал,
что рассмотрение работы однородного расширения от состояния баланса
когезионных и отталкивающих межмолекулярных сил при учете только когезионных
сил было необоснованным; прежде чем предпринять подобный шаг, следовало бы
располагать лучшим знанием вида сил отталкивания.
Мы видим, что в этом выводе, как и в выводах
Юнга, Лапласа и Гаусса, существенным образом используется предположение о
скачкообразном изменении плотности числа молекул вещества на границе раздела
фаз. В то же время, чтобы проведенные рассуждения описывали реальные явления в
веществе, необходимо предполагать, что радиус действия межмолекулярных сил в
веществе много больше характерного расстояния между частицами. Но при этом
предположении граница раздела двух фаз не может быть резкой — должен возникнуть
непрерывный переходный профиль плотности, иначе говоря, переходная зона[3].
Были предприняты попытки обобщить эти выводы
на непрерывный переходный профиль. В частности, Пуассон, пытаясь пойти по
такому пути, пришел к ошибочному выводу, что при наличии переходного профиля
поверхностное натяжение должно вообще исчезнуть. Позже Максвелл показал
ошибочность такого вывода.
Однако, само предположение о том, что радиус
действия межмолекулярных сил в веществе много больше характерного расстояния
между частицами не соответствует экспериментальным данным. В действительности,
эти расстояния одного порядка. Поэтому механистическое рассмотрение в духе
Лапласа является, говоря современным языком, теорией среднего поля. Таковой же
является не описанная здесь теория Ван-дер-Ваальса, давшая знаменитое уравнение
состояния реальных газов. Во всех этих случаях точный расчет требует учета
корелляций между плотностями количества частиц в различных точках. Это делает
задачу очень сложной.
Теория капиллярности Гиббса.
Как часто бывает, термодинамическое описание
оказывается более простым и более общим, не будучи ограниченным недостатками
конкретных моделей.
Именно таким образом описал капиллярность
Гиббс в 1878 г., построив чисто термодинамическую теорию [12]. Эта теория стала
неотъемлемой частью гиббсовской термодинамики. Теория капиллярности Гиббса, не опираясь непосредственно на
какие-либо механистические модели, лишена недостатков теории Лапласа; она может по праву считаться первой детально развитой термодинамической
теорией поверхностных явлений.
Про теорию
капиллярности Гиббса можно сказать, что она очень проста и очень сложна. Проста
потому, что Гиббсу удалось найти метод, позволяющий получить наиболее
компактные и изящные термодинамические соотношения, в равной мере применимые
к плоским и искривленным поверхностям. «Одной из основных задач теоретического
исследования в любой области знания, — писал Гиббс, — является установление
такой точки зрения, с которой объект исследования проявляется с наибольшей
простотой» [13]. Такая точка зрения в теории капиллярности Гиббса — это
представление о разделяющих поверхностях. Использование наглядного геометрического
образа разделяющей поверхности и введение избыточных величин позволило
максимально просто описать свойства поверхностей и обойти вопрос о структуре и
толщине поверхностного слоя, который во времена Гиббса был совершенно не
изучен и до сих пор остается решенным далеко не полностью. Избыточные величины
Гиббса (адсорбция и другие) зависят от положения разделяющей поверхности, и
последнее может быть также найдено из соображений максимальной простоты и
удобства.
Разумно выбирать в каждом случае разделяющую
поверхность так, чтобы она была всюду перпендикулярна градиенту плотности.
Если разделяющие поверхности выбраны, то каждой фазе {l} (l = a, b, g) теперь соответствует
занимаемый ей объем V{l}. Полный объем системы
Пусть — плотность количества молекул сорта j в
[объемной] фазе {l}. Тогда полное число молекул сорта j в
рассматриваемой системе равно
где — поверхностный избыток количества молекул сорта j (индекс {s}
означает surface - поверхность). Аналогичным образом определяются избытки других экстенсивных
физических величин. Очевидно, что в случае, например, плоской пленки пропорционален
ее площади A. Величина, определяемая как поверхностный избыток числа молекул сорта j
на единицу площади разделяющей поверхности, называется
адсорбцией молекул сорта j на этой поверхности.
Гиббс использовал два основных положения
разделяющей поверхности: такое, при котором адсорбция одного из компонентов
равна нулю (сейчас эту поверхность называют эквимолекулярной), и положение,
для которого исчезает явная зависимость поверхностной энергии от кривизны
поверхности (это положение было названо Гиббсом поверхностью натяжения).
Эквимолекулярной поверхностью Гиббс пользовался для рассмотрения плоских
жидких поверхностей (и поверхностей твердых тел), а поверхностью
натяжения — для рассмотрения искривленных поверхностей. Для обоих
положений сокращается число переменных и достигается максимальная
математическая простота.
Теперь о сложности теории Гиббса. Будучи очень
простой в математическом отношении, она все же трудна для восприятия;
происходит это по нескольким причинам. Во-первых, теорию капиллярности Гиббса
невозможно понять в отрыве от всей гиббсовской термодинамики, в основе
которой лежит весьма общий, дедуктивный метод. Большая общность теории всегда
придает ей некоторую абстрактность, что, конечно, отражается на легкости
восприятия. Во-вторых, сама теория капиллярности Гиббса есть обширная, но
условная система, требующая единства восприятия без отвлечения от отдельных ее
положений. Дилетантский подход к изучению Гиббса просто невозможен. Наконец,
немаловажным обстоятельством является то, что вся упомянутая работа Гиббса
написана весьма конспективно и очень трудным языком. Эта работа, по словам Рэлея,
«слишком сжата и трудна не только для большинства, но, можно сказать, для всех
читателей» [15]. По мнению Гугенгейма, «гораздо легче использовать формулы
Гиббса, чем понимать их» [16].
Естественно, что использование формул Гиббса
без их истинного понимания приводило к появлению многочисленных ошибок в
интерпретации и применении отдельных положений теории капиллярности Гиббса.
Много ошибок было связано с непониманием необходимости однозначного определения
положения разделяющей поверхности для получения правильного физического результата.
Ошибки такого рода часто встречались при анализе зависимости поверхностного
натяжения от кривизны поверхности; не избежал их даже один из «столпов»
теории капиллярности — Баккер. Пример ошибок другого рода — неправильная
интерпретация химических потенциалов при рассмотрении поверхностных явлений
и внешних полей.
Уже вскоре после опубликования теории
капиллярности Гиббса высказывались пожелания о ее более полном и подробном
пояснении в научной литературе. В цитированном выше письме к Гиббсу Рэлей
предлагал, чтобы эту работу взял на себя сам Гиббс. Однако выполнено это было значительно
позже: Райс подготовил комментарий ко всей теории Гиббса [17 стр. 505—708], а
отдельные ее положения комментировались в трудах Фрумкина, Дефея, Ребиндера,
Гуггенгейма, Толмена, Баффа, Семенченко и других исследователей. Многие положения
теории Гиббса прояснились, и для их обоснования были найдены более простые и
эффективные логические приемы.
Типичным примером является эффектная работа
Кондо [18], в которой был предложен наглядный и простой для понимания метод
введения поверхности натяжения путем мысленного перемещения разделяющей
поверхности. Если мы напишем выражение для энергии равновесной двухфазной
системы a
– b (a — внутренняя и b — наружная фазы) со
сферической поверхностью разрыва
U = TS – PaVa – PbVb + sA
+ (22)
и будем мысленно
менять положение разделяющей поверхности, т.е. менять ее радиус r, то, очевидно, такие физические характеристики, как энергия U, температура Т, энтропия S, давление Р, химический потенциал
i-го компонента mi и его масса mi , а также полный объем системы Va + Vb при этом не изменяется. Что же касается объема Va = 4/3pr3 и площади A = 4pr2 и поверхностного натяжения s, то эти величины
будут зависеть от положения разделяющей поверхности и потому для указанного
мысленного процесса изменения r мы получаем из (22)
– Pa dVa+
Pb dVb + sdA + Ads
= 0 (23)
или
(24)
Уравнение (24) определяет нефизическую (это
обстоятельство отмечено звездочкой) зависимость поверхностного натяжения от
положения разделяющей поверхности. Эта зависимость характеризуется
единственным минимумом s, который и соответствует поверхности натяжения. Таким образом, по
Кондо, поверхность натяжения — эта такая разделяющая поверхность, для
которой поверхностное натяжение имеет минимальное значение.
Гиббс вводил поверхность натяжения иным путем.
Он исходил из основного уравнения теории капиллярности
(25)
(черта сверху
означает избыток для произвольной разделяющей поверхности с главными
кривизнами С1 и C2 ) и рассматривал физический (а не чисто
мысленный) процесс искривления поверхности при заданном ее положении и
фиксированных внешних условиях.
По Гиббсу, поверхности натяжения соответствует
такое положение разделяющей поверхности, при котором искривление
поверхностного слоя при постоянстве внешних параметров не сказывается на
поверхностной энергии и соответствует также условию:
¶s/¶r =0 (26)
Гуггенгейм так комментирует доказательство
Гиббса: «Я нашел рассмотрение Гиббса трудным, и чем тщательнее я изучал его,
тем более неясным оно мне казалось» [16]. Это признание свидетельствует о том,
что понимание поверхности натяжения по Гиббсу встречало трудности даже у
специалистов в области термодинамики.
Что касается подхода Кондо, то он понятен с
первого взгляда. Однако необходимо убедиться, что поверхности натяжения по
Гиббсу и Кондо адекватны. Это можно продемонстрировать, например, используя
гидростатическое определение поверхностного натяжения [19, стр. 61]
(27)
где
Pt — локальное значение тангенциальной составляющей тензора давления;
r' — радиальная координата; радиусы Ra и Rb ограничивают поверхностный слой.
Дифференцирование (27) при мысленном
перемещении разделяющей поверхности и постоянстве физического состояния
(подход Кондо) приводит к уравнению (24). Дифференцирование же при искривлении
поверхностного слоя и постоянстве физического состояния (подход Гиббса, в этом
случае Ra и Rb переменны)
дает
Страницы: 1, 2, 3, 4
|