Лако-красочные материалы — производство

На примере гетерогенного фазообразования мы показали как линейное натяжение влияет на этот процесс. Рассмотрим теперь образование новой поверхности без образования новой объемной фазы, когда линейное натяжение может играть опре­деляющую роль.

Для объяснения роста кристаллов Странский и Каишев [9] предложили механизм зарождения нового монослоя на грани кристалла, работа образования которого xL/2 определяется свободной энергией х его периметра L.

На кривой, характеризующей сжатие нерастворимого моно­слоя на весах Лэнгмюра, часто наблюдается участок постоян­ного двумерного давления. Это указывает на переход от гомо­генного газообразного состояния монослоя к гетерогенному состоянию с конденсированными участками. К сожалению, до сих пор не удалось выявить условия возникновения измери­мого пересыщения при этом переходе, а также нет надежных способов контроля за числом возникающих пятен кон­денсации, хотя наличие таковых как экспериментально установленный факт и описано в литературе [11]. Рас­сматриваемое поэтому нельзя использовать для обнаружения и измерения линейного натяжения периметра пятна конденсата монослоя.

Новая граница раздела между двумя объемными фазами возникает всегда, когда флюидная фаза прижимается или стал­кивается с другой флюидной или твердой фазой. Подобные кон­такты возникают: при взаимодействии капли или пузырька с твердой поверхностью (смачивание); при касании твердой частицы поверхности раздела двух флюидных фаз (при флота­ции, например); при встрече капелек двух несмешивающихся жидкостей в третьей. Кроме того, на границе раздела двух оди­наковых жидких или газообразных фаз при определенных усло­виях может образоваться тонкая, в том числе и ньютоновская, черная пленка,, являющаяся новой двумерной фазой, ограни­ченной периметром смачивания. Если эта пленка не образуется или же прорывается, наступает коалесценция.

Все эти явления характеризуются дополнительной деформа­цией соединяющихся жидких фаз, за счет чего и возникает про­тяженный контакт между ними. Это соединение фаз отличается от соединения твердых тел, происходящего без такой самопро­извольной деформации. Упрочнение контактов между твердыми фазами за счет перекристаллизации и возникновения мостиков между ними соответствует деформационному укреплению кон­такта между жидкими фазами.

Возникновение контакта между жидкими или жидкой и твер­дой фазами сопряжено с некоторым энергетическим барьером, обусловленным действием линейного натяжения, если оно по­ложительно. Рассмотрим в качестве примера соединение твер­дой сферы с жидкой границей раздела (жидкость—жидкость или жидкость—газ), который был положен в основу капиллярной теории флотации (рис. 6) [12].

Искривление плоской поверхности под влиянием прижимаю­щей силы, характеризующееся углом у > О, образует капил­лярную силу реакции

Fa = 2яг a sin у (17)

По которой измеряется поверхностное натяжение в весовых ме­тодах, в том числе и со сферой [13]. При достаточно больших г все натяжения по периметру смачивания компенсированы со­гласно (7) при —а, что и задает положение этого периметра на сфере. Если г, однако, очень мало, то условие (7) не может быть выполнено даже когда 9 = 0. В таком случае остается некомпенсированной некоторая доля ах, а именно:

TOC o "1-3" h z Ьо>с = ————— (18)

‘ ‘сг

Здесь гсг —критический радиус периметра смачивания, со­ответствующий последней возможности компенсации натяже­ний вдоль поверхности сферы при обращении 9 в нуль:

AAB — авс — aAC + х COS AJrcr = 0 < 19>

Это условие совместно с (8) и sin a = R/R дает для малых асп Т. е. когда cos acr ^ 1

Тсг = -—— (19а)

Сг 1 — Cos 0те 4 ‘

Где а = аАС.

На рис. 7 некомпенсированная доля натяжения Аон (на­правленная для х > 0 к центру периметра смачивания) проек­тируется по нормали к сфере и полученное, перенесенное на центр сферы, проектируется по вертикали. Сила AaK sin a cos а на единицу длины периметра смачивания, умноженная на длину этого периметра 2яг, дает составляющую силы

Fi, = 2лги sin a cos a ( ————————— —^

X V r rcr /

Cr

= 2nx sin2 a cos a ( ————————— r^—^ (20)

Sin a sin Acr J

Которая вместе с Fa должна быть уравновешена внешней прижи­мающей силой G для того, чтобы сфера была в равновесии

G= 2nRo sin2a |"l + f-J————————————— r-^—— cosal (21)

L R sin a sin acr J J v ‘

Где г выражено через центральный угол a.

Для области малых G, при которых г < гсп согласно выше­изложенному, угол смачивания сферы жидкостью 9 равен нулю. Поэтому у в (17) равно а и Fa = 2tt#asin2a.

Выражение (21) можно записать для этого случая и в виде

G = 2яRat sin 2 a (22)

Рис. 6. Схема профиля твердой сферы, лежащей на ниж­ней поверхности висящей капли.

Где эффективное натяжение равно:

= it-ltakr)’08* <23>

Иными словами, система ведет себя так, как если бы натяже­ние жидкости было повышено на компоненту Асгх cos а.

Выражение (21) показывает, что при G = О, а = 0 и пери­метр смачивания плавно возрастает с G до г == гсг при

Gcr = 2NRcra sin2 acr = F0j cr (24)

Когда A а с ним и обращаются в нуль.

При G сколь угодно мало превышающем Gcr и г > гсг угол смачивания 9 получает возможность расти, а вместе с ним воз­растает и г. Ситуация должна уже удовлетворять условиям

G = 2NRa sin a sin (а — 9) (25)

И

— (cos 0 — cos 0те) tga (26)

Согласно выражениям: (17) с у = a —0; (7) с г|) =я — а; (8) и стАс = а—

Таким образом, для G = GCr имеется два решения, одно для 0 = 0 и г = = гсп а второе для 9 > 0 и г = г2- Для доста­точно больших R периметр смачивания настолько возрастает, что 9 становится почти равным 9,*, так как член с »е становится исчезающе малым.

Рис. 7. Схема, иллюстрирующая взаимосвязь некомпен­сированной части и прижимающей силы.

Кроме того, при переходе G = GCr от rt к г2 » гх угол у2 = = а — 0 сильно сокращается по сравнению с ух = уСп так как Gcr = 2лг! сг sin2 Yi == 2лг2а sin2 Y2, и в большинстве случаев, даже для G > Gcr можно полагать у О, т. е. а « 0, так что г2 можно оценивать по приближенной формуле г2 = Rcr sin О*,.

Проиллюстрируем вышеизложенное на конкретном примере малой твердой сферы, которая прижимается своим весом из­нутри висящей капли к ее нижней поверхности. Пусть для простоты капля велика и ее поверхность можно считать плоской.

Прижимающую силу, равную весу сферы в жидкости, запи­шем в виде

G = — j — nR3pg (27)

Где G — ускорение свободного падения;

Р — разность плотности сферы и жидкости.

Выражение (27) не совсем точно, так как в нем не учитывается измененный вес выступающей из жидкости части. Однако Ше­лудко и Николов [13] на основе точных расчетов показали, что для достаточно малых сфер и малых углов смачивания формула (27) точна.

Положим: х’= 10"5 дин; а = 50 дин/см, pg = 10s дин/см3 и О,» = 20°. Поскольку мы выбрали материал сферы и жидкости так, чтобы большая сфера образовывала значительные угол смачивания 0» = 20° и оголенную, непокрытую жидкой плен­кой поверхность, то малая сфера так же непременно образует

Г, мкм 5

4

2

0 2 4 —8’1"’ 10 12 14 R, mhm

Рис. 8. Зависимость периметра смачивания г от радиуса твердой сферы, находящейся в равновесии на жидкой по­верхности раздела, вычисленная для 9«, = 20°, х = Ю-5 дин, а = 50 дин-см-1 и Pg = 103 дин* см-3.

3

Г, МММ T),05

Истинный (без пленки) контакт. Действительно, пленка, пер­воначально покрывающая выступающую поверхность сферы, находится под значительно повышенным давлением 2A/R, Которое ее прорывает, раз и без этого давления (большая сфера) пленка неустойчива.

Выразив G через R, мы можем рассчитать согласно (21) уча­сток зависимости г = F (R) для 0 < г < гСт, показанный на рис. 8 (кривая 1) при растянутом масштабе для г (нанесенный справа). Конечная точка этой кривой имеет координаты гСг — = 3,32- 1(Гв см и RCr = 9,53- 10"4 см.

При R > RCr угол 9 становится положительным и оба угла 9 и а начинают расти самопроизвольно до тех пор, пока не будет удовлетворена система уравнений (25) и (26), решение которой дает второе значение г = г2 при R = Rcr, а именно 3,2-10"4 см. Таким образом, при переходе через R = RCr должно наблю­даться стократное возрастание периметра смачивания. И если до этого г было ненаблюдаемо мало, то после этого перехода радиус периметра смачивания становится соизмеримым с ^ и микроскопически наблюдаемым. Это, конечно, зависит от угла 9», с которым угол 9 после рассмотренного перехода почти ста­новится равным.

Для кривой 2 (рис. 8), на которую мы перешли, а « 9, что очень близко к 9,» для R, равных и даже больших, чем RCr. При уменьшении R по кривой 2 мы возвращаемся к R — 0 при г — 0. При этом 9 убывает по сравнению с 9». На рис. 9 (кривая

Рис. 9. Зависимость угла смачивания 0 малой твердой сферы, находящейся в равновесии на жидкой поверхности раздела, от ее радиуса, вычисленная для 0те = 20°, х = = Ю-5 дин, а = 50 дин-см-1 и Pg = 103 дин-см-3.

1) показан участок зависимости 0 = F (R) для очень малых и убывающих R. Как видно, 0 понижается до 0 = 0m = 11,6° при R = Rm = 2,44- Ю-5 см, после чего скачком переходит в нуле­вое значение, и мы снова оказываемся на кривой 1 рис. 8. При этом г еще не равно нулю и продолжает понижаться согласно уравнению (21). Этот участок не заметен на рис. 8 из-за грубости масштаба по R. Скачкообразный переход 0 при 0т в нуль, когда R становится равным Rm, соответствует обращению в нуль производной DR/DQ от описывающей кривую 1 (рис. 8) зависимости (N/O)/R = (cos 0—cos 0,») tg 0 [формула (21), в которой а положено равным 0]. Условию DR/DQ =0 соответствует равенство:

Cose^tcose^)1/* (28)

В случае х < 0 угол 0, наоборот, возрастает, причем плавно от 0=0» при больших R, стремясь к 0 = 90°, когда R стремится к нулю (рис. 9, кривая 2 длях=—10"5 дин). С увеличением R радиус периметра смачивания г плавно повышается без скачка по кривой, описываемой уравне­ниями (25)—(27).

ИЗМЕРЕНИЕ ЛИНЕЙНОГО НАТЯЖЕНИЯ — МЕТОД УМЕНЬШАЮЩЕГОСЯ ПУЗЫРЬКА. МЕТОД КРИТИЧЕСКОГО ПУЗЫРЬКА

Первая попытка измерить линейное натяжение была не­давно предпринята Торца и Мезоном [14]. В специально при­готовленной эмульсии фотографируются слипшиеся микроско­пические капельки жидкостей А и В, взвешенные в жидкости С.

Натяжения оАС и авс известны, а натяжение между кап­лями аАВ определяется из кривизны трех поверхностей и из­вестных двух натяжений по фотографиям двойных капелек. Далее, из формы этих капелек определяют углы у периметра контакта между ними. По отличию этих углов от углов, кото­рые бы возникли при большем периметре контакта, когда ах = О, и эти углы определяются только значениями трех поверхност­ных натяжений, вычисляется линейное натяжение для кон­такта А, В и С.

В работе использованы пять фотографий двойных капелек. Вычисленные значения оя сильно отличаются друг от друга. Соответственно и значения х также рассеяны более чем на по­рядок, а в одном случае х получилось даже отрицательным. Таким образом, не было надежно определено ни значение х, ни его знак.

Причина этого неуспеха, нам кажется, кроется в том, что ось симметрии двойных капелек на фотографиях не была парал­лельна плоскости фотографии, как предполагается при расче­тах. Такая дезориентация свободно плавающих двойных капе­лек по отношению к расчетной ориентации должна привести к кажущейся деформации поверхности контакта между капель­ками и к ошибочным значениям аАВ. Вычисленные значения х, кроме того, определены неверно из-за ошибочно определенных кривизны поверхностей и радиуса контакта, а также и углов у его периметра. Если бы авторы этой работы отдельно измерили аАВ и выбрали бы из всех фотографий двойных капель те, кри­визна поверхности АВ которых соответствовала бы измеренным значениям <тАВ, то ошибки от дезориентации капелек были бы, вероятно, исключены.

Вторая попытка измерить линейное натяжение была пред­принята в связи с капиллярной теорией флотации [13]. В этом случае была использована вторая возможность, отмеченная, в предыдущем разделе. Микроскопические стеклянные сферы (так называемые балотини), обработанные предварительно в подходящем растворе ПАВ так, чтобы угол смачивания для них был равен примерно 9«> = 20°, свободно оседали на нижнюю поверхность висячей капли из этого же раствора. Сферы раз­
ного диаметра вели себя по-разному: более крупные образовы­вали хорошо заметные периметры смачивания при наблюдении в отраженном свете микроскопом снизу, а более мелкие покои­лись на жидкой поверхности без образования видимого пери­метра смачивания. Отсюда определялся радиус наименьших частиц, образующих видимый периметр смачивания, т. е. RCr, А с ним вычислялось линейное натяжение х по формуле

(29)

Которая следует из уравнений (19), (27) и (24) при г = R sin а.

Хотя полученное значение х « 10"5 дин и хорошо согласо­вывалось со средним значением х, вычисленным из флотацион­ных данных в предположении, что нижний предел флотируе — мости соответствует размерам частиц порядка микрона и опре­деляется работой образования двумерного зародыша контакта, этот результат также нельзя считать бесспорным.

Как справедливо отметил один из рецензентов этой работы, не исключено, что использованные стеклянные сферы были двух сортов: меньшие —с меньшим углом смачивания и большие — с большим, так что незакрепление малых частиц определялось не линейным натяжением, а их повышенной смачиваемостью. Проверить такое толкование было невозможно, так как угол контакта можно было измерить только для больших частиц, об­разующих видимый трехфазный контакт.

Надежные результаты по измерению линейного натяжения были недавно получены в работах [10]. Исследовался периметр ньютоновской пленки, полученной на выступающей части пу­зырька, всплывавшего на поверхность раствора лаурилсуль — фата натрия (NaLS) + NaCl в воде.

Использованные в этих работах очень маленькие пузырьки с радиусом Rb меньше 100 мкм имели сферическую форму, так как капиллярное давление в них на три-четыре порядка выше гидростатического. Поэтому пузырьки должны себя вести по­добно твердым сферам, рассмотренным в предыдущем разделе. Отличие состоит в том, что контактная область в этом случае образована ньютоновской пленкой с радиусом кривизны Rf, Которая разделяет две одинаковые фазы. Натяжение пленки Д всего примерно на один процент меньше удвоенного натяжения обеих поверхностей, встречающихся у периметра пленки [14]. Так как капиллярное давление в пузырьке Ра = 2O/Rb = — 2&/Rf, то Rf почти точно вдвое больше Rb. Симметричность си­стемы — равные натяжения больших фаз — обуславливает то, что касательная к пленке делит угол, заключенный между поверхностями жидкости и пузырька, точно пополам. Эту
половину принято называть углом контакта пленка — «боль­шая» жидкость. На очень малых пузырьках (и пленках) появля­ется измеримое слагаемое ак. Хотя ак действует не вдоль пленки, а вдоль ее периметра, т. е. заключает некоторый угол касатель­ной к пленке у ее периметра, симметрия системы почти не на­рушается, так как ах остается и для самых малых исследован­ных пузырьков много меньше а. Все эти соображения, как это показано в [10, первая ссылка], ведут к следующей достаточно точной формуле для тангенциального равновесия

ХF = 4ORb (cos Qf — cos 0^) sin Qf (30)

Вместо (26) для твердой сферы.

Здесь центральный угол а =20F Г = Rb sin 20f, а

А = 2а Cos 0^ (31)

Выражение (30) ведет к примерно такой же зависимости угла Of От Rb, как и для твердой сферы (рис. 9).

При всплывании очень малых пузырьков образование нью­тоновской пленки (как и образование оголенной поверхности на твердой сфере) ограничено действием линейного натяжения (если оно положительно). И только тогда, когда сила G =

=Jt-ftDpg (27), прижимающая пузырек, больше некоторого

Критического значения Gcn образуется видимая ньютоновская пленка.

Согласно условию (19), где аАВ = Д и авс = адз = а, и совместно с (31) и для 0^=0 получаем вместо (19а) выраже­ние:

Гсг=х’/2а( 1-cosfl^) (32)

Далее, поскольку при G = Gcr, Fx = 0 и Fa = 2NRcra Х X Sin2 Асп где Sin acr = rcr/Rb, Получаем для Fa = GCr

У! = 2 У Pga (1 — cos ©У R2Cr (33)

Вместо (29) для твердой сферы.

Формулы (30) и (33) позволяют измерить линейное натяжение по изменению угла контакта ньютоновской пленки на уменьшаю­щемся пузырьке [согласно (30)] и по наименьшему (критиче­скому) пузырьку (Rb =Rcr), который при всплывании образует видимую ньютоновскую пленку [согласно (33)].

Выбранная в [10 ] система очень подробно изучена в работах [15, 16], так что Д, а и 0да известны надежно. Параметры пленки-контакта, в отличие от контакта на твердой сфере,

14 * V

12 —

10

3 2

8

/

6 I

4

2

____ I___ I___ ‘ i ‘ ‘ I I i I

О 10 20 30 40 50 60 70 80 90Яй, мкм

Рис. 10. Зависимость угла контакта 0^ ньютоновская плен­ка — большая жидкость от радиуса Rb всплывающего пузырька: концентрации NaCl, М:

1 — 0,320; 2 — 0,360 и 3 — 0,450 [10, вторая ссылка].

Воспроизводятся очень хорошо. Пузырек, газ в котором сжат дополнительно капиллярным давлением за счет диффузии этого газа из пузырька, самопроизвольно уменьшается. Это делает особенно удобными измерения по формуле (30). Все измерения по обоим методам были проведены с одной и той же концентра­цией NaLS (0,05%) и разными концентрациями NaCl при

25 °С.

Относительно большой пузырек (Rb > Rcr), всплывший на поверхности раствора, можно подходящим образом наблюдать (см. [10, вторая ссылка]) в процессе его уменьшения. В резуль­тате получается набор значений Rb и г, которые при пересчете по формуле sin 20^ = R/Rb дают & = / (Rb). Эти данные, со­гласно (30), позволяют определить к и OL. Совпадение по­следнего для каждого раствора NaLS +.NaCl с наиболее но­выми данными де Фейтера [16] подтверждает правомерность применения формулы (30).

Ч

Несмотря на отличную воспроизводимость параметров си­стемы, значения 9f — [ (Rb) значительно рассеяны, главным образом из-за Небольшой точности измерения Rb и в особенности г. Поэтому для каждой концентрации проводилось измерение с несколькими пузырьками и полученные значения (порядка сотни) обрабатывались статистически, как это подробно описано в [10, вторая ссылка].

Усредненные результаты этих измерений приведены на рис. 10 для трех концентраций NaCl. Как видно, при концентра­ции NaCl 0,320 моль/л (кривая 1) угол Qf уменьшается с умень­шением Rb, что соответствует х^ = 7,6- Ю-5 дин; при концентра­ции 0,360 (кривая 2), Qf почти не меняется, т. е. х^ » 0; и, наконец, при концентрации 0,450 (кривая 3) Qf возрастает, т. е. натяжение периметра пленки отрицательно (х^ = —12,9 X X 10~б дин).

Стрелками показаны соответствующие значения 9», очень хорошо совпадающие со значениями, измеренными в [16] другим методом для тех же растворов. На рис. 10 части кривых, подтвержденные экспериментом, обозначены сплошными ли­ниями, а не подтвержденные —даны пунктиром. Нижний предел по Rb использованных пузырьков определялся тем, что очень малые пузырьки исчезают почти мгновенно за счет диф­фузии под высоким капиллярным давлением в них. Интересно, что удалось подойти вплотную по кривой 1 до точки перегиба, предсказанной для случая с твердой сферой при х > 0. Значе­ние 9т, соответствующее DQf/DRb — оо, получается из (30) в виде формулы (12) ей» = 9^, вместо (28) для твердой сферы.

Второй метод — метод критического пузырька — был при­менен [10, первая ссылка] для измерения xf при концентрациях NaCl меньше 0,360 моль/л (х’ > 0). Очевидно, что для х^ < 0 всегда должна образовываться видимая ньютоновская пленка; это и наблюдалось для больших концентраций NaCl, так что в этой области метод критического пузырька неприменим.

Специальным приспособлением, описанным в [10, первая ссылка], выдавливанием и электролизом получали под поверх­ностью раствора пузырьки водорода разной величины, в том числе и очень малые. Начиная с некоторого размера, они обра­зовывали на своей выступающей (после всплывания) поверх­ности ньютоновские пленки. Это явление очень четко наблюда­лось в виде мгновенного расширения на пузырьке черного пятна и исчезновения ньютоновских колец интерференции, которые до того (или на меньших пузырьках) обрамляли цент­ральную темную часть купола пузырька. Частота образования видимых ньютоновских пленок возрастала с ростом Rb над RCr, И на достаточно больших пузырьках всегда возникали видимые пленки. Учитывая, согласно соображениям, изложенным во вто­ром разделе, что при Rb^.Rcr состояние с субмикроскопическим контактом устойчиво, /^определяли по начальному участку кри­вой: частота появления пленки —размер пузырька. Из найден­ных так экстраполяцией значений Rcr по зависимости вероятности

Рис. 11. Зависимости линейного натяжения х ньютонов­ской пленки от концентрации NaCl, полученные методом критического пузырька (/) [10, первая ссылка] и методом уменьшающегося пузырька (2) [10, вторая ссылка].

От Rb, т. е. снова статистически, для каждой концентрации NaCl вычисляли согласно (33) кК

Все полученные значения в зависимости от концентрации NaCl показаны на рис. 11, где кривая 2 относится к методу уменьшающегося пузырька [10, вторая ссылка], а кривая 1 — к методу критического пузырька [10, первая ссылка]. Как видно, область для nf > 0, определенная обоими методами, дает близкие значения для уО — F (CNaci). Так как в обоих случаях значение vJ получено путем статистической обработки большого числа отдельных измерений, вряд ли можно приписать система­тически более низкие значения xf, полученные методом крити­ческого пузырька, невысокой точности измерений Rb а г для первого метода и Rb = Rcr для второго. Скорее всего, дело в том, что условия эксперимента в обоих случаях по-разному отличались от модели, при помощи которой их интерпретиро­вали. В последней принято, что натяжение пузырька равно натяжению плоской поверхности жидкости. Между тем свеже­образованный пузырек, сразу всплывший к поверхности (метод критического пузырька), в момент соединения с поверхностью раствора вряд ли успевает путем адсорбции понизить натяжение •до равновесного значения натяжения плоской поверхности. Наоборот, в методе уменьшающегося пузырька, когда его размеры сильно сократились до размеров, где 9^ начинает за­метно изменяться по сравнению с 9„, и когда скорость уменыие — ния поверхности значительна, возможно, что плотность адсорб-. ционного слоя на пузырьке выше равновесной, а натяжение, соответственно, ниже. Если эти соображения в дальнейшем подтвердятся, то правильные значения nf должны лежать между обеими кривыми, т. е. точность определения xf составляет ~10~б дин.

Порядок полученных значений линейного натяжения, равно как и то, что оно меняет свой знак под влиянием повышения концентрации электролита, не вызывают сомнений. Последнее противоречит теоретическому выводу де Фейтера и Врея [17], что пленки всегда должны иметь отрицательное линейное натя­жение по линии перехода к большой жидкости.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Возвращаясь к исходной проблеме этого обзора — к проб­леме малой фазы, можно сделать следующее замечание. С пози­ций формальной термодинамики рекомендованное Гиббсом введение линейного натяжения (и соответствующих избытков) [1, стр. 288] решает вопрос описания систем с трехфазным контактом для тех случаев, когда размеры фаз достаточно ве­лики. При молекулярно-статистической трактовке этого случая, однако, положение значительно сложнее, чем в случае двух фаз. Например, для капли в парах без особой потери точности можно применять параметры больших фаз (например, поверхностное натяжение), рассчитывая их только с учетом ближайших соседей. В случае линейного натяжения в наиболее важных случаях относительно больших углов контакта 9«, в области, где встречаются три поверхности без пленки заметной толщины (или ньютоновской пленки) расстояния между поверхностями доходят до молекулярных. При этом учет взаимодействия моле­кул всех трех фаз в этой зоне становится обязательным. Таким образом, эффекты типа расклинивающего давления в тонком слое выступают здесь со всей силой. Однако простое сведение проблемы к проблеме тонкого слоя вряд ли допустимо, так как расстояния между поверхностями всех трех фаз в зоне контакта между ними одного порядка.

Описанные выше методы измерения линейного натяжения по своему характеру универсальны, и в настоящее время начаты опыты по их применению к другим системам: капля или пузырек и твердая поверхность, или граница раздела двух разных флюидов.

Можно надеяться, что подобные исследования позволят шире применить линейное натяжение при описании поведения микро­гетерогенных дисперсных систем и приблизят нас к более полной молекулярной интерпретации этого параметра.

Термодинамика систем с линией трехфазного контакта | 299