Теория зародышеобразования

Согласно [149], возможны фазовые превращения, связанные с флуктуациями двух типов I) большая флуктуация в небольшом объеме и 2) небольшая флуктуация в большом объеме. В классической теории зародышеобразования, обсуждавшейся ранее (гл. IV), рассматриваются флуктуации первого типа. Необходимость возникновения таких флуктуаций" видна из рис. 92, где схематически изображена зависимость свободной энергии F твердого раствора от его состава. Рассмотрим состав С, соответ- [c.216]

Приводимый в обсуждаемой статье на фиг. 10 график вполне согласуется с ранее сделанными наблюдениями [8], согласно которым критический радиус пузыря Л для самых неожиданных сочетаний жидкость — поверхность должен быть при развившемся пузырчатом кипении и атмосферном давлении равен приблизительно Однако для всех шлифованных, т. е. технических, поверхностей характерен целый спектр впадин по их величине. Спрашивается, почему же впадины с радиусом 10 3 см неэффективны, а впадины с радиусом около 10" см эффективны Любая законченная теория зародышеобразования при кипении должна ответить на этот вопрос. Одной из причин слабой эффективности больших впадин может служить их плохая способность задерживать (захватывать) пар, ибо жидкость легко проникает в них. Геометрические критерии устойчивости впадин против подобного механического удаления пара приведены в работе [9]. Для тех впадин, которые способны хорошо задерживать пар, соображения, основанные на динамике и теплопередаче, могут быть проверены путем определения того, достигла ли жидкость [c.130]

В классической теории зародышеобразования (разд. 2.1) обычно рассматриваются флуктуации первого из указанных выше типов, и любая система в достаточно малых объемах считается устойчивой относительно таких флуктуаций. Причина этого обычно объясняется следующим образом при фазовых превращениях отрицательному по знаку изменению свободной энергии, обусловленному образованием некоторого объема более стабильной фазы (или фаз), противостоит положительное по знаку изменение свободной энергии, происходящее вследствие появления новой поверхности раздела фаз. По мере уменьшения объема претерпевшей превращение области положительная поверхностная энергия должна в конце концов превысить выигрыш в свободной энергии, пропорциональный объему зародыша. Понятно, что эти макроскопические концепции не вполне применимы к зародышам, содержащим небольшое число атомов, и такое деление на объемную и поверхностную энергию совершенно произвольно. Тем не менее подобный формализм оказывается полезным, хотя используемые при этом параметры, такие, как поверхностная энергия, нельзя приравнивать к соответствующим макроскопическим свойствам. [c.228]

Между тем проверка указанной теории важна не только в связи с ее непосредственными приложениями, но и в более широком плане. Теория использует описание зародышевых фазовых образований, как обычных маленьких пузырьков, капелек или кристалликов. Такой способ описания едва ли применим во всех случаях. Прямое экспериментальное установление термодинамических свойств объектов, содержащих 10 —10 молекул, невозможно. Поэтому реальный путь поисков правильного описания таких малых систем связан с тщательной проверкой кинетической теории зародышеобразования. [c.11]

При обсуждении различных вариантов кинетической теории зародышеобразования ун е было отмечено, что оценки по ним дают совпадающие до десятых долей градуса температуры достижимого перегрева жидкостей при фиксированной частоте нуклеации /1. Но сама теория основана на весьма грубом макроскопическом описании флуктуационно возникающих и растущих в жидкости пузырьков пара. Предполагается возможность устранить или подавить действие факторов, которые существенно облегчают в реальных условиях появление центров парообразования. Оба этих обстоятельства дают повод скептически относиться к результатам теории. Один из ее авторов [8] оставил такое высказывание ... Теория конденсации пересыщенного пара и в особенности вскипания перегретой жидкости остается пустой схемой, имеющей весьма ограниченное значение для понимания действительных явлений, если не принимать во внимание факторов, облегчающих эти процессы и практически всегда имеющихся в наличии . Между тем недавние исследования показали, что для подобного скептицизма нет оснований. Уже из гл. 3 и 4 видно, что в большом числе случаев экспериментальные значения нри давлениях от атмосферного и выше хорошо согласуются с результатами расчета по кинетической теории. Как правило, расхождение не превышает 1 2° и часто составляет доли градуса. Опытные данные обладают хорошей воспроизводимостью. Они практически не зависят от способа перегрева жидкости (методика чистой пузырьковой камеры, капельки в подходящей жидкой среде, импульсный нагрев в ударном режиме). Несколько неожиданное совпадение теории с опытом требует более внимательного анализа теории и более подробного обсуждения способов ее экспериментальной проверки. [c.128]

Гк И для диэтилового эфира [97] и бензола [101] при 20 °С. При этой температуре вследствие низкой плотности пара критический пузырек оказывается практически пустым,— случай неблагоприятный для кинетической теории зародышеобразования. По теории зародышеобразования значениям о = 0ц отвечают намного большие перегревы жидкости, чем наблюдаемые в опыте. Для эфира разрывное напряжение должно бы составлять 170 бар, а для бензола — 386 бар. Причину расхождения таких оценок с величиной максимально достигнутых растяжений видят обычно в несовершенстве контакта жидкости со стеклом. Но в то же время опыты на пузырьковой камере при более высоких температурах свидетельствуют о хорошем смачивании стекла диэтиловым эфиром и бензолом. Другой возможной причиной отмеченного расхождения является понижение эффективного поверхностного натяжения на границе очень маленьких зародышевых пузырьков. Б опытах по кавитации важно добиться получения воспроизводимых результатов, обеспечить условия, когда подавлено действие готовых центров и слабых мест в системе. Сама постановка задачи предполагает статистическую обработку [c.149]

При многих видах термической обработки сталь нагревают до температур, соответствующих существованию Аустенита (процесс аустенизации, см. рис. 1.51). Образование аустенита при нагреве -диффузионный процесс, он подчиняется основным положениям теории зародышеобразования. При нагреве стали выше температуры А [c.112]

Вопросы о границах применимости рассмотренной термодинамической теории зародышеобразования, о скорости гетерогенного образования зародышей на единице площади и о влиянии подложки на процессы [c.182]

Однако термодинамическая теория зародышеобразования неприменима к случаю, когда критический размер зародышей мал. Между тем из многих экспериментальных данных следует, что в реальных случаях эпитаксиального роста зародыши критических размеров состоят всего лишь из нескольких атомов. В этом случае необходимо применять молеку-лярно-кинетический подход к описанию процесса зародышеобразования. [c.327]

Однако в растворах НС1 из-за высоких значений аси стадия зародышеобразования на р-латуни, ак правило, преодолевается очень быстро. Поэтому основное значение здесь приобретает кинетическая интерпретация "явления и, в частности, проблема двух конкурирующих процессов — фазового,, превращения и ионизации — обратного осаждения. В кинетике процессов (3.14), очевидно, заключается объяснение разнящимся данным табл. 3.1 для двух концентраций НС1. Но кинетический аппарат обсуждаемых процессов, а равным-образом и теория повышенной термодинамической активности электрохимически положительного компонента к настоящему времени еще не разработаны. Поэтому вопрос об интерпретации роли раствора остается открытым. [c.137]

Специально рассмотрены теории плавления, что важно для оценки воздействия модификатора на склонность расплава к зародышеобразованию. Большое внимание уделено измерению вязкости как характеристике, наиболее полно отражающей изменение состояния расплава. [c.12]

Фазовый переход в интервале температур Д Т вызывается разностью химических потенциалов двух фаз, В соответствии с теорией гетеро-фазных превращений возникновение новой фазы в матрице старой происходит благодаря зародышеобразованию и росту новой фазы [62]. Такого типа структуры рассматривались в 1,3, а переход от одной фазы к другой представлен на рис. 1.2. Зависимости проводимости а от концентрации /п/ и проводимости фаз о,- (г = 1,2) рассматривались в гл. 2 на основе теории перколяции и количественно описаны формулами (2,23). Если бы удалось найти и увязать концентрацию те,- фазы i с температурой [т/ = т,- (Г)], то объединение двух последних функций позволило бы получить зависимость проводимости a=f pi, Т) температуры в условиях структурного фазового перехода. Такова общая схема решения задачи, а основная трудность при этом связана с количественным описанием процесса возникновения и роста зародышей новой фазы в матрице старой. [c.150]

В формальной теории гетерогенного зародышеобразования обычно принимается, что зародыш, образующийся на инородной подложке, имеет куполообразную форму, обладающую сферической симметрией, и характеризуется равновесным контактным углом 9 (фиг. 2). Величина этого угла определяется соотношением [c.158]

Законы термодинамики второй 11 — 13, 38 первый 9, 10 Зародышеобразование 155 скорость 159, 160 классическая теория 228 Зародыши кристаллов 155—162, 227—230, 415, 416, 452, 453 [c.477]

Основным механизмом передачи тепла в испарителе и конденсаторе тепловой трубы является теплопроводность с испарением и конденсацией. Теории теплопроводности с испарением и конденсацией были описаны в предыдущей главе. Прохождение тепла через насыщенный жидкостью фитиль сопровождается возникновением радиального градиента температур в жидкости. В зоне испарения температура жидкости на границе раздела труба — фитиль больше, чем температура жидкости на границе раздела фитиль —пар на величину, зависящую не только от свойств жидкости и фитиля, но и от плотности теплового потока. В двухфазной системе давление жидкости в испарителе равно давлению насыщения при температуре межфазной границы жидкость — пар минус капиллярное давление на межфазной границе. Из этого сле-дет, что давление насыщения пара при температуре границы раздела фитиль — труба превышает давление жидкости в этой же точке. Так как разность давлений возрастает с увеличением радиального теплового потока, в испарителе тепловой трубы и в фитиле испарителя может начаться образование паровых пузырьков. Образование в структуре фитиля паровых пузырьков является нежелательным, потому что они могут привести к возникновению перегретых участков и препятствовать циркуляции жидкости. Таким образом, существует ограничение теплового потока, связанное с парообразованием в тепловой трубе, и это ограничение названо ограничением по кипению. Существует разница между ограничением по кипению и другими ограничениями. А именно, ограничение по кипению накладывается на плотность радиального теплового потока, в то время как остальные ограничения — на осевой тепловой поток. Тем не менее, если геометрия испарителя и поверхностное распределение теплового потока в испарителе постоянны, то плотность радиального потока прямо пропорциональна осевому тепловому потоку. Кроме того, следует отметить, что образование паровых пузырьков ограничено только зоной испарения тепловой трубы, так как жидкость в конденсаторе переохлаждена до температуры меньшей, чем температура насыщения, соответствующая давлению жидкости в данной точке. Поэтому для зоны конденсации на плотность радиального теплового потока не накладывается никаких ограничений. Анализ ограничений по кипению затрагивает теорию пузырькового кипения. Пузырьковое кипение включает два независимых процесса 1) формирование пузырьков (зародышеобразование) 2) последующий рост и движение пузырьков. Представим себе сферический паровой пузырь вблизи границы раздела труба — фитиль. В состоянии равновесия [c.88]

Вскипанию перегретых жидкостей посвящено гораздо меньше исследований, чем конденсации пересыщенных паров или кристаллизации переохлажденных жидкостей. Автор стремился восполнить пробел и по возможности подробно рассмотреть вопросы, относящиеся к перегретой жидкости, как частному случаю метастабильных состояний. Главное внимание уделено анализу экспериментальных данных по кинетике зародышеобразования и проверке теории гомогенной нуклеации. Основы теории изложены в гл. 2. Существенные стороны методики и техники экспериментов обсуждаются в гл. 3, 4, 8. Материал гл. 5 показывает, что условия проведения опытов могут быть приближены к тому, что предполагается в теории гомогенного зародышеобразования. Теория находится в удовлетворительном согласии с опытом. Эта апробация не только подтверждает приемлемость существующего макроскопического варианта теории, но также выявляет масштаб характерных расхождений. [c.7]

Фольмер и Вебер [2] не довели до конца определение пред-экспоненциального множителя В. Дальнейшее развитие теории пошло по пути более детального рассмотрения кинетики процессов испарения и конденсации при зародышеобразовании в пересыщенном паре [3, 5, 8, 10] и в перегретой жидкости [4, 6—10J. Постановка задачи изменилась [c.40]

Значение Т к определяется формулой (2.23). Примем толщину пристеночного слоя равной диаметру критического зародыша. Тогда для пузырьковой камеры, показанной па рис. 13, объем этого слоя не превышает 5 X ХЮ объема перегретой жидкости в капилляре. Чтобы зародышеобразование у стенки могло конкурировать с объемным, должно выполняться следующее соотношение 4 (0) = W JWк 0,86. Это соответствует углу смачивания примерно 58°. Но известно, что исследованные жидкости имеют угол смачивания стекла, близкий к нулю [931. Изучение максимального перегрева жидкостей не без основания считают [13] наиболее подходящим путем проверки теории гомогенной нуклеации. При кристаллизации жидкостей и при конденсации пара гораздо труднее избавиться от инициирующего воздействия стенок сосуда и взвешенных твердых частиц. [c.95]

После неудачных попыток объяснить механизм образования центров рекристаллизации по аналогии с механизмом формирования зародышей новой фазы при фазовых превращениях (такназываемая флутуационная теория) была развита современная дислокационная теория зародышеобразования при рекристаллизации. Она объясняет приведенные ранее факты, хотя многие важные детали процесса еще остаются неясными, [c.315]

Изучение образования пузырей на одиночной впадине показы вает, что геометрия впадины имеет важное значение по двум причинам диаметр устья впадины определяет перегрев, необходимый для начала кипения, а от ее формы зависит устойчивость начавшегося кипения. Показано, что краевой угол играет большую роль при образовании зародышей прежде всего из-за своего влияния на стабильность впадины. Измерения величины краевого угла воды, проведенные на чистой и покрытой слоем парафина поверхности из нержавеющей стали, показывают, что при температурах от 20 до 170° С краевой угол изменяется в пределах от 20 до 110°. На основе теории зародышеобразования на одиночной впадине предла гается характеризовать совокупность зародышеобразующих свойств данной поверхности для всех жидкостей при всяких условиях едиг ным комплексом, имеющим размерность длины. Такая характеристика, как подтвердили эксперименты, адекватна в случае кипения на различных медных поверхностях (обработанных наждачной шкуркой 3/0) воды, метилового и этилового спиртов показано, что поверхностная плотность действующих центров парообразования является функцией только одной этой переменной. [c.99]

Эффект тесноты. В теории зародышеобразования работа Wk имеет определяющее значение. Поэтому важно представлять себе ограничения, которые связаны с использованием формулы (2.2). Первое ограничение можно назвать эффектом тесноты. Он рассмотрен в общей форме Русановым [38] и состоит в том, что при малом объеме системы (или при очень высокой частоте зародышеобразования) появление пузырьков (капелек) изменяет состояние среды. Но даже при отсутствии фактической тесноты не исключена возможность локальных изменений температуры и давления, если соответствующие времена релаксации превышают время формирования зародыша. Рассмотрим однокомпонентную систему нри постоянстве энтропии, объема и числа частиц. Тогда W = AU =11 — U , где t/o= == TS - pV + iM, С/ = Г S + T"S" - р Г - p"V" + + <уА + ii M + ц М". Используя условия S = S -j--f S" = onst, F = F -Ь F" == onst, M = M + M" = = onst, получим W — T" — T ) S" — p" — p )V" - --f ( л" - л ) М" + aA + [Г- T)S p -p)V [c.30]

Такое отличие от единицы фактора 2з является несуш,ественным. Райс и Катц считают, что ноступатель-но-враш ательный парадокс 22 10 связан с ошибочным предположением, будто свободная энергия капли в классической теории зародышеобразования соответствует покоящемуся центру масс капли. Они сначала находят частичную функцию для такой застывшей капли, затем учитывают внутреннее движение центра масс. Доступный этому движению объем полагается равным объему самой капли. В выводе используется выражение для свободной энергии капли через химический потенциал и поверхностное натяжение, а также связь свободной энергии с интегралом состояний. Дискуссия не закончена. Абрахам и Паунд [60] не согласны с анализом [58]. Они тоже применили метод большого канонического ансамбля Гиббса и нашли, что вклад вращательной статистической суммы существенно зависит от модели, которой описывается капля. Соответствующий множитель в нормировке может меняться от [c.61]

Опыты проведены с н-пентаном, н-гексаном, диэтило-вым эфиром, бензолом и гексафторбензолом. В табл. 11 представлены экспериментально найденные температуры перегрева Тд при нескольких давлениях р для каждой жидкости. Эти результаты соответствуют среднему времени ожидания вскипания т = 0,3 сек или частоте нуклеации /1 1-10 см сек . Глубина вторжения в метастабильную область характеризуется но температуре разностью Гд — Т , а по давлению разностью р (Тд) — Р- Им соответствуют на рис. 11 линии перехода сйжайъ заданное ме-тастабильное состояние (р, Гд). Экспериментальные значения Тд сравниваются в таблице с результатами расчета по кинетической теории зародышеобразования. Как видим, согласие с теорией хорошее. Для эфира при атмосферном давлении температура достижимого перегрева [c.79]

Анализ, ведущий к формуле (8.3), подтверждает необходимость перегрева жидкости относительно температуры насыщения для появления в ней парового пузырька. Возникновение паровой фазы в объеме жидкости, лишенной каких-либо посторонних примесей, называют гомогенным зародышеобразованием (гомогенной нуклеа-цией). Теория этого процесса, которая выходит за пределы содержания настоящей книги, предсказывает, что жидкость должна быть перегрета очень сильно — практически до температуры спинодали, чтобы в ней началось гомогенное зародышеобразование [35]. В физических экспериментах возникает противоположная проблема как исключить появление зародышей за счет различных гетерогенных включений и действительно довести жидкость до состояния, соответствующего условиям гомогенной нуклеации. [c.342]

В нестационарных режимах поверхностного К. с педогревом при значит, перегревах пограничного слоя жидкости переход к плёночному К. может произойти без стадии развитого пузырькового К. При ударном режиме К. темп-ра перехода к плёночному К. (термоди-намич. кризис К.) вычисляется с помощью теории флук-туац. зародышеобразования. [c.366]

В большинстве реальных ситуаций распад М. е. происходит до достижения заметной скорости гомогенного зародышеобразования, к к-рому относится теория. Начало фазового перехода облегчается влиянием стенок и присутствием в объёме системы разл. включений, существенно снижающих работу образования жизнеспособных зародышей устойчивой фазы. В этом случав говорят о гетерогенном зародышеобразован и и. Специально поставленные опыты с перегретыми и переохлаждёнными жидкостями приводят к результатам, к-рые согласуются с предсказаниями теории флуктуац, (гомогенного) заро-дышеобразования. В опытах альтернативой медленному изменению состояния в чистой системе служит режим быстрого создания такого пересыщения, при к-ром осп. доля фазового перехода обусловлена массой флуктуац. зародышей, а вклад гетерогенного зародышеобразования незначителен. [c.122]

Индекс Э указывает на принадлежность величины к эквимолярной поверхности. В термодинамике малых однокомпонентных систем чаще пользуются поверхностью натяжения. В этом случае запись соотношений упрощается (ср. (1.15) и (1.17)). Для очень малых пузырьков или капелек нужно считаться с возможностью изменения поверхностного натяжения по сравнению с плоской и слабо искривленной границей раздела. Но существующая теория поверхностных явлений не предсказывает вида зависимости 0 = 0 (г) и не дает критерия малости системы. Априори нельзя сказать, допустимо ли при описании спонтанного зародышеобразования использовать обычное поверхностное натяжение. К обсуждению этого вопроса возвратимся в гл. 5 на основе экспериментального материала по кинетике вскипания перегретых жидкостей. [c.24]

Если система находится в метастабильном состоянии, то рано или поздно она перейдет в термодинамически устойчивое состояние, которое зависит от наложенных на систему связей. Направление необратимого процесса предопределено вторым законом термодинамики. Распад метастабильной системы требует активации. Этим он отличается от более простых случаев, например, температурной релаксации. Первое характерное время есть время ожидания жизнеспособного зародыша т в метастабильной системе. Будем предполагать гомогенную нуклеацию. Во многих практически интересных случаях нуклеацию можно рассматривать как стационарный процесс при неизменном состоянии метастабильной фазы. Поскольку спонтанное возникновение зародыша является случайным событием, то определенный физический смысл имеет среднее время ожидания зародыша. Обозначим его т. Для перегретой жидкости и пересыш енного пара теория предсказывает очень резкую зависимость величины х от глубины вторжения в метастабильную область. Изменению температуры жидкости на градус может соответствовать изменение т на 3—4 порядка. Величина / = (т) является частотой зародышеобразования, т. е. средним числом зародышей, образующихся в системе за 1 сек. Удобно относить J к единице объема метастабильной фазы [c.25]

Решение Кагана. Каган [9] более полно и строго, чем в теории Деринга— Фольмера, формулирует условия на границе растущего пузырька. Он использует их при нахождении величины (с1п1йг) , входящей ъ ВСоставляется уравнение динамики пузырька с учетом вязких и инерционных сил. Записывается также уравнение теплопроводности в движущейся жидкости, которое позволяет оценить понижение температуры на границе пузырька. Понижение температуры вызывает уменьшение равновесного давления пара Ар" = й-АГ, Й — коэффициент, определяющий в небольшой области состояний температурную зависимость давления насыщенного пара. В [9] показан путь получения общего решения стационарной задачи о частоте спонтанного зародышеобразования при любом соотношении вязкости, инерционности, скорости испарения молекул и скорости подвода тепла. Перечисленные факторы могут ограничивать рост пузырька на первой стадии. Будем записывать решение для в форме (2.30). Из (2.47), (2.48) после ряда выкладок получено следующее выражение [c.48]

Решение задачи о кинетике зародышеобразования в форме (2.30) с не зависящим от времени предэкспоненци-альным множителем В получено для стационарного состояния onst. При сравнении теории с опытом нужно иметь уверенность, что стационарное состояние в системе практически успевает устанавливаться и характерное время опыта намного превышает длительность нестационарного периода. Стационарной должна быть функция распределения пузырьков по числу молекул в них (или по г). Величина / отличается от равновесной функции распределения / при заданном термодинамическом состоянии жидкости. Отношение fjfn — не остается постоянным, а меняется вместе с размером пузырька. Самых маленьких пузырьков п> п настолько много в жидкости, что их среднее число практически не зависит от существования в системе стационарного потока зародышей, т. е. [c.53]

Конденсация пара. Условимся по-прежнему одним штрихом отхмечать величины, относящиеся к жидкости, двумя штрихами — величины для газовой фазы. Зародышеобразование в пересыщенном паре соответствует обращенной системе внутренней фазой является теперь жидкая капелька. Соотношения (1.15), (2.1) останутся справедливыми, если вместо двух штрихов поставить один штрих и наоборот. Соотношение (2.2) содержит квадрат разности давлений р" — р, поэтому оно также безразлично к перестановке штрихов. Уравнения теории сохраняют свой смысл. Существенное отличие появляется для выражения разности давлений во внутренней и внешний фазах р — р" через измеряемые в опыте давления р" и / д. Напомним, что р — равновесное давление в случае плоской границы раздела (г оо) при заданной температуре. Уравнение (2.13) справедливо для капельки [c.63]

При давлениях, близких к атмосферному, и не слишком высоких частотах нуклеации имеем по теории Ь = б 8 град . При высоких давлениях величина Ь возрастает до 20 -ч- 30 град . Скорость подъема температуры капельки перед вскипанием зависит от разности плотностей серной кислоты и исследуемой жидкости от вязкости и градиента температуры. Для оценок можно принять интервал значений производной Г от 2 до 10 град-сек . Тогда, полагая V = 1-10 см , получим = 10 -г-10 сл4 сев . Эффективную частоту зародышеобразования в опытах с капельками будем считать 10 см X Хсек . По формуле (3.1) сдвиг температуры перегрева при переходе от частоты /1 к частоте // есть [c.86]

Рис. 22. Температуры максимального перегрева капелек н-пентана (О) и перфтор-пентана ( ) для различных давлений. Верхние линии — расчет по теории гомогенного зародышеобразования.

Таким образом, наблюдается преимущественно гетерогенное спонтанное зародышеобразование. Полученную из опытов величину можно сравнить с тем, что ожидается по теории гомогенной нуклеации. Конечный результат удобно выражать через температуру Т, найденную экспериментально и рассчитанную по теории Деринга — Фольмера для фиксируемой в опыте частоты [c.115]

Обратимся к формуле Деринга — Фольмера (2.34) где имеет вид (2.2). Если учесть выражение (2.15) для разности давлений р" — р внутри критического пузырька и вне его, то для расчета частоты нуклеации /1 нри заданных температуре Т и давлении р нужно в первую очередь знать поверхностное натяжение на границе пузырька с жидкостью, давление насыщенного пара Ре, удельные объемы р, и", теплоту испарения I на одну молекулу. Кроме того, в предэкспоненциальный множитель входит число молекул в 1 сж жидкости N1 и масса молекулы т. Для 0, рв, V, V" берутся значения по таблицам термодинамических свойств [122, 123] на линии насыщения при заданной температуре. Так же находятся I и N1- При выбранном внешнем давлении р нетрудно рассчитать по (2.34) температурную зависимость Получается одна из кривых, показанных на рис. 8, б. Ввиду очень сильной температурной зависимости удобно пользоваться полулогарифмической шкалой. Меняя давление р = р, как параметр, приходим к серии кривых lg Jx [Т) (1—4 на рис. 8, б). Обычно сравнение экспериментальных данных с теорией производится не для частоты нуклеации а для температуры Гц, которая соответствует реализуемой в опыте частоте Например, при перегреве всплывающих капелек lg 6. По теории гомогенной нуклеации строится небольшой участок кривой lg Jl (Т) и из условия lg = 6 определяется теоретическое значение Гц. Для проверки теории нужно изменять в широком интервале давлепие, под которым находится жидкость, а также эффективную частоту зародышеобразования. Перекрыть большой диапазон удается благодаря применению разных методов перегрева жидкостей. Для маленькой пузырьковой камеры /1 1 10—10 см -сек , для капелек 10 см -сек , а в методе импульсного нагрева жидкости имеем = 10 — 10 слГ -сек . Это позволяет судить о применимости теории как при низких, так и при очень высоких частотах спонтанного зародышеобразования. Безразмерную величину [c.129]

Опыты по изучению спонтанного зародышеобразования проведены более чем с 20 жидкостями — углеводородами разных классов, перфторуглеродами и водой. Необходимые для сравнения теории с опытом термодинамические свойства веш еств относятся к области высоких температур Г/7 0,9. Не для всех углеводородов имеются достаточно подробные и надежные значения <У, Рз, р з, I при этих температурах. Величина поверхностного натяжения сг, обеспечивающая интенсивное флуктуационное зародышеобразование, близка к 3 дин-см . Если принять погрешность в определении а около 2 %, то это приводит к неуверенности в теоретической оценке на два порядка, а в оценке — на 0,5°. Отсюда ясно, насколько важно располагать надежно измеренными значениями а вблизи критической температуры. Требования к точности других величин существенно ниже, чем к 0 и Как правило, при расчете Гц по формулам теории гомогенной нуклеации допускается ошибка не меньше 0,5°—1°. [c.130]

Методом перегрева всплывающих капелек в серной кислоте исследованы насыщенные углеводороды и фторуглероды. Согласно оценке в 20, температура Гц достижимого в этом методе перегрева жидкости соответ-вует частоте спонтанного зародышеобразования порядка 10 — 10 см -сек . Величина /1 определяется тремя факторами — производной числа Гиббса по температуре, объемом капельки и скоростью повышения температуры. Хотя каждый из этих факторов не остается постоянным при изменении давления в опыте и при переходе к другому веществу, в первом приближении можно пренебречь соответствующим сдвигом эффективной частоты зародышеобразования. Как видно из табл. 13, возрастанию величины на порядок отвечает повышение температуры достижимого перегрева на 0,1—0,3 °С (меньшее температурное смещение относится к случаю высокого давления на жидкость). Сравнение экспериментальных и рассчитанных по теории Деринга —Фольмера значений Тл сделано в табл. 14 для н-пентана, н-гексана, н-гептана, циклогексана и в табл. 22 для семи фторуг-леродных жидкостей. Данные по достижимому перегре ву получены в широком интервале давления. При расчетах принято = 10 см сек . [c.133]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...