Återkondensering

Den aktuella versionen av sidan har ännu inte granskats av erfarna bidragsgivare och kan skilja sig väsentligt från versionen som granskades den 15 oktober 2021; kontroller kräver 2 redigeringar .

Återkondensering eller Ostwald-mognad [1] är processen för kondensation av en övermättad fas av ett ämne, observerad i flytande soler eller fasta kolloidala lösningar vid sena utvecklingstillfällen, när kärnbildningsstadiet är avslutat , och tillväxten av stora korn av en ny fas (till exempel droppar från ånga) uppstår på grund av mindre under förhållanden av "undertryckning utan att äta", det vill säga upplösning av droppar utan att klibba ihop. Fenomenet beskrevs först av Ostwald . Återkondensering kan ske på två sätt: under kontroll av droppytans absorptionsförmåga ( Wagner -teori : [2] ), när den genomsnittliga fria vägen för en molekyl är mycket större än radien för ett sfäriskt korn, och i en annan fall under kontroll av diffusion i en ånga ( Lifshitz - Slezov-teorin : [3 ] [4] ). Det senare presenteras i det sista kapitlet av den sista volymen av den välkända kursen i teoretisk fysik av Landau , Lifshitz , Pitaevsky [5] . När detta fenomen inträffar i fasta mikrodispergerade lösningar eller sediment används termen Ostwald-omkristallisation .

Grundläggande ekvationer för teorin om rekondensation

Rekondensationsregimerna skiljer sig åt i karaktären av tillväxten av droppradien, men båda bestäms av ett viktigt värde i teorin om kärnbildning, den kritiska radien (om korn som bildas som ett resultat av fluktuationer är mindre än den kritiska storleken vid ögonblick, sedan löses den upp, annars fortsätter den att växa enligt makroskopiska tillväxtlagar). Vid sena tillfällen, enligt teorin under övervägande, används det asymptotiska uttrycket för den kritiska radien:

$R_{c}(t)={\frac {2v_{l}\sigma }{kT}}\cdot {\frac {N_{\infty }}{N(t)-N_{\infty }} }$ .

Här är volymen per en vätskemolekyl, är ytspänningskoefficienten , är Boltzmann-konstanten , är den absoluta temperaturen , är det genomsnittliga antalet ångmolekyler per volymenhet (dimensionslös koncentration) och är jämviktsångkoncentrationen över den plana gränsen av vätskefasen, vilket motsvarar stora droppstorlekar vid långa mognadstider och den minsta ångkoncentrationen, medan den kritiska radien växer till oändlighet, och de droppar som ligger under det kritiska tröskelvärdet löses upp. ${\displaystyle v_{l))$ $\sigma$ $k$ $T$ $N(t)$ ${\displaystyle N_{\infty ))$

Så för diffusionsregimen har ekvationen för tillväxten av droppradien formen:

${\frac {dR(t)}{dt}}={\frac {2v_{l}\sigma N_{\infty }}{kT}}\cdot {\frac {D}{R(t) }}\cdot \left({\frac {1}{R_{c}(t)}}-{\frac {1}{R(t)))\right)$ ,

var är diffusionskoefficienten . För det andra läget, upp till koefficienter, finns det i denna ekvation bara ingen division med radien framför parentesen. $D$

Förutom uttrycket för den kritiska radien och dropptillväxtekvationen för en sluten beskrivning av teorin, skrivs ytterligare två ekvationer nedan.

Ämnesbalansekvation (konstans av det totala antalet molekyler av ett ämne i form av ånga och kondenserad vätska):

$N(t)+{\frac {1}{v_{l}}}\int \limits _{0}^{\infty }{\frac {4}{3}}\pi R^{3 }f(R,t)dR=konst$ ,

var är storleken (radie) fördelningsfunktionen för droppar normaliserad till det totala antalet droppar. Observera att integralgränserna faktiskt inte sträcker sig från noll till oändlighet, utan från det minsta fallet (villkorligt tolkat) till det maximala vid den aktuella tiden. $f(R,t)$

Kontinuitetsekvationen för fördelningsfunktionen (eftersom dropparna ändrar sin storlek kontinuerligt i tiden):

${\frac {\partial f(R,t)}{\partial t))=-{\frac {\partial }{\partial R))\left({\frac {dR}{dt)) \cdot f(R,t)\right)$ .

Se även

Förstoring av holmar

Anteckningar

↑ W. Ostwald // Z. Phys. Chem. 34, 495 (1900)
↑ C. Wagner // Z. Electrochem. 65, 581 (1961)
↑ Lifshits E., Slezov V. // ZhETF 35, 479 (1958)
↑ M.Lifshitz, V.Slyozov // J.Phys.Chem.Solids 19, 35 (1961)
↑ Lifshits E., Pitaevsky L. Physical kinetics. 100 §