Дебаевская длина

Таблица УШ.З. Значения дебаевской длины 1/х (нм) в водных растворах при 26 °С для некоторых типов электролитов (2 )

В соответствии с общим определением обратной дебаевской длины (1.18) величина х в (1.25) равна [c.18]

Систему двух фосфолипидных бислоев, находящихся в водном электролите, в общем случае можно представить следующим образом (рис. 9.5) В точках 2 = 0 и г = к находятся границы раздела липид/электролит, в точках г = Ь и г = к—Ь находятся плоскости, равномерно покрытые электрическими зарядами с поверхностной плотностью а и электрическими диполями с поверхностной плотностью нормальной составляющей р,. В полупространствах 2<0 и г>Ь находится диэлектрик (электрическое поле в котором отсутствует) в слое 0<г<к находится водный электролит с дебаевской длиной экранирования Распределение электрического потенциала в электролите определяется уравнением [c.163]

Повышение концентрации электролита до значений, отвечающих дебаевской длине экранирования х 1 нм, слабо влияет на величины ко и Ро. [c.162]

Наиболее дальнодействующими могут быть электростатические силы. Их радиус действия имеет порядок дебаевской длины 1/х, равной, например, 0,3—1 мкм для разбавленных растворов 1—1-электролита (10 —10 моль/л). Поэтому толстые пленки воды и водных растворов электролитов (/1>500 А) устойчивы главным образом за счет П -составляющей расклинивающего давления. Это подтверждается сильной чувствительностью данного участка изотермы к концентрации и валентности электролита, от которых зависят значения х. Влияние П -составляющей существенно зависит от заряда поверхности подложки и пленки. В меньшей степени на величину П -составляющей влияет изменение температуры, что связано с обычно большой по сравнению с кТ величиной потенциалов адсорбции ионов. [c.286]

Оценка величины отношения корреляционной добавки к максимальной величине макроскопического расклинивающего давления в зазоре, определяемой формулой (VI.33), показывает, что на очень малых расстояниях, составляющих доли дебаевской длины, электростатическое отталкивание между поверхностями раздела может быть заметно ослаблено корреляционным притяжением и в принципе может изменить общий баланс сил, действующих в очень тонких слоях разбавленных электролитов. Так, для поверхностей с потенциалом 25 мВ в 10" М водном растворе одновалентного электролита (радиус Дебая равен 100 А) при h = 20 А 0,5, если концен- [c.183]

Для поверхностей с большим радиусом кривизны по сравнению с дебаевской длиной экранирования уравнение (1.22) переходит в уравнение (1.20), т. е. сферический слой локально можно рассматривать как плоский. [c.17]

Во всех рассмотренных случаях изучение влияния конфигурационной корреляции приводило к заключению, что на очень малых расстояниях, порядка длины корреляции, интенсивность взаимодействия должна существенно отличаться от той, которая следует из концепции размазанного заряда. В растворах электролитов результат расчета оказывается, кроме того, зависящим и от соотношения между дебаевской длиной и периодом двумерной поверхностной решетки ионов. Очевидными слабыми местами этой модели являются предположения о строго периодическом расположении ионов на поверхностях и о том, что при сближении не происходит ни поворотов, ни смещений двумерных решеток относительно друг друга. [c.177]

На средних расстояниях между частицами могут нри определенных условиях перевешивать силы электростатического отталкивания, носящие экспоненциальный характер везде, кроме малых расстояний (меньше дебаевской длины), где, как было показано в главе 1, также возможна степенная зависимость (см. формулу Ленгмюра ( 1.35)). Однако здесь зта зависимость от расстояния к слабее, чем соответствующая зависимость молекулярного взаимодействия. Так, ионно-электростатическое давление обратно пропорционально А , [c.260]

В главе VI было приведено точное выражение для F , полученное в [21] и пригодное для расчета зависимости Ve (h) при любом механизме образования заряда поверхности. Там же было показано, что существенного различия в величине энергии Vg для разных механизмов можно ожидать лишь на малых расстояниях, порядка дебаевской длины. Эти расстояния оказались тем меньше, чем выше потенциалы удаленных друг от друга поверхностей. Наименее ин- [c.267]

Таким образом, зная потенциал щ, можно сначала с помощью уравнений (IX.25)—(IX.28) найти координату силового барьера и соответствующее значение ит , которое необходимо для расчета электростатического отталкивания П в критическом состоянии. Затем с помощью (IX.27) можно определить критическую величину дебаевской длины 1/Хс и, наконец, из соотношения (1Х.З) найти критическую (пороговую) концентрацию Ид электролита, т. е. получить необходимый критерий устойчивости. Подставляя (IX.28) в (IX.26) и в (IX.27), получим [c.279]

Таким образом, для сильно заряженных поверхностей критерии устойчивости (IX.2) и (IX.55) имеют одинаковую форму и отличаются только числовыми коэффициентами. Однако условия прилипания в этих двух случаях выражаются неравенствами противоположного смысла. Для неодинаковых по своей природе частиц прилипание или коагуляция могут быть вызваны не добавлением, а разбавлением электролита, приводящим к увеличению дебаевской длины, т. е. в данном случае к возрастанию радиуса сил притяжения поверхностей. Такое обращение правила (IX.2), выведенного в [7] и часто называемого правилом Гарди—Шульце, было впервые получено теоретически одним из авторов в [2]. Примеры коагуляции подобного рода наблюдались Фрумкиным с соавт. [12] при изучении прилипания капелек ртути к стеклу в разбавленных растворах электролитов. [c.284]

Для оценки степени корректности изложенного подхода была рассмотрена плоскопараллельная прослойка электролита между двумя межфазными поверхностями, заряд которых образуется из-за преимущественной нелокализованной адсорбции ионов одного знака. Пока толщина к прослойки значительно превосходит характерное расстояние I между ионами на поверхности, расклинивающее давление в ней целиком определяется концентрацией и типом электролита, его температурой и величиной макроскопического потенциала в плоскости симметрии пленки (см. формулу (VI.19)). При сближении поверхностей раздела до расстояний, меньших дебаевской длины экранирования, макропотенциал слоя становится почти независящим от расстояния до поверхностей, т. е. от координаты 2, расклинивающее давление достигает своей максимальной величины, а плотность заряда каждой из поверхностей стремится к нулю. Происходит это из-за уравнивания адсорбции ионов обоих знаков на поверхности вследствие повышения штерновского потенциала при сближении. [c.179]

При возникновении в гетеропереходе пограничных химических связей на контактной поверхности устанавливаются два термических независимых равновесия а) равновесие электрохимических потенциалов (уровней Ферми) б) равновесие электроотрицательностей (Эа = Эв). в результате равновесия Эд = Эв возникают жестко закрепленные заряды на границе раздела фаз (двойной слой), равновесие уровней Ферми приводит к образованию слоя пространственного заряда, размеры которого определяются дебаевскими длинами и реализуются для систем 51—5Ю2 Се—5102. [c.40]

Здесь 36 —обратная дебаевская длина. Для заряженной поверхности без диполей можно записать следующие граничные условия [c.60]

Св-ва приповерхностного слоя, имеющего размеры порядка дебаевской длины (ем. Дебая—Хюккеля теория), в П. отличаются от объемных приповерхностная концентрация носителей может быть как больше, так и меньше объемной на неск. порядков. Пов-сть П. может оказывать каталитич. действие на протекание хим. р-ций. [c.472]

А. Рассмотрим (для определенности) адсорбцию акцепторного газа а поверхности плоскопараллельной пластинки полупроводника. Примем следующие основные предположения 1) толщина полупроводника значительно больше дебаевской длины экранирования Ь 2) на поверхности полупроводника существуют центры одного сорта 3) заполнение адсорбционных центров мало. [c.138]

В работе [189] предлагается в электрохимических исследованиях разделять поры на несколько групп в зависимости от отношения их радиуса к дебаевской длине. В щироких порах с г 1в < 10 адсорбция в порах не отличается от адсорбции на плоской поверхности. В промежуточных порах с 10 г//в 1 адсорбция в несколько раз ниже, чем на плоской поверхности. Наконец,, в микропорах с г 1в<.1 адсорбционная емкость ниже, чем на плоской поверхности, на порядок и более. Это показывает, что количественная интерпретация данных по емкости двойного слоя на микропористых углеродных материалах должна проводиться с большой осторожностью. [c.79]

Это уравнение является общим, учитывающим процессы рекомбинации ионов и диффузию частиц в плазме ионного источника. При этом предполагается, что дебаевская длина экранирования достаточно мала по сравнению с размерами ионного источника, что верно при большой концентрации ионов реагентов в источнике. [c.127]

В табл. VIII. 3 приведены значения дебаевской длины в водных растворах при 25 °С. Отметим, что при концентрациях 10-3 и меньше дебаевская длина существенно превышает кристаллографические и стоксовские радиусы простых неорганических ионов (см. табл. VIII. 2). Следовательно, при этих концентрациях сомножитель ехрха/ 1 - -ха) близок к единице. [c.456]

Уравнение для электрического потенциала системы ион — ионная атмосфера позволяет поставить и решить следующую задачу какая часть заряда ионной атмосферы заключена в шаре, имеющем центром центральный ион, если радиус шара выражать числом дебаевских длин Ниже приведены доли заряда ионной атмосферы, заключенного в объеме, охватываемом сферами перечисленных радиусов, рассчитанных при услови что 1/и > а [c.457]

Это уравнение показывает, что в приближении Дебая—Хюккеля дифференциальная емкость плоского двойного слоя С = равна емкости плоского конденсатора с расстоянием между обклад ками, равным дебаевской длине 1/х. [c.17]

В 2 этой главы мы уже говорили о том, что для расчета зависимости расклинивающего давления от толщины пленки необходима правильная формулировка граничных условий при интегрировании уравнения ПБ. Обычно принимаемое условие постоянства потенциала на границах диффузного ионного слоя приемлемо только до тех пор, пока толщина прослойки заметно превосходит толщину дебаев-ских ионных атмосфер (см. рис. VI.2). Дело меняется, когда прослойка становится много тоньше дебаевской длины. С этим мы встречаемся в случае вторичных черных свободных или эмульсионных пленок или при таком агрегировании коллоидных частиц, когда между ними сохраняется прослойка жидкости. Существование такой прослойки в последнем случае может быть связано с тем, что при быстром сближении частиц адсорбционное равновесие ионов не успевает установиться. В результате последняя стадия сближения идет скорее при постоянных зарядах поверхностей. Их медленная релаксация [c.183]

Простой расчет показывает, что при Fi = 100 мВ и Fa = 150 мВ толщина 0 составляет одну шестую часть дебаевской длины экранирования, а при = 150 мВ и Fa = 200 мВ — уже только ее шестнадцатую часть. Такова же тенденция изменения /imax в формуле (IX.15), где модуль д ах в соответствии с (IX.12) стремится к нулю с возрастанием меньшего потенциала щ как [c.277]

Ионизованный газ называют плазмой, если дебаевская длина экранирования заряженных частиц мала по сравнению с линейными размерами рассматриваемого объема. В сильноионизованном газе соударения между заряженными частицами (кулоновские соударения) преобладают над их соударениями с нейтралами. При обратном соотношении говорят о слабоионизоваином газе. В зависимости от степени ионизации и температуры поведение плазмы может быть описано с помощью двух моделей двухжидкост- [c.276]

Предположим, что расстояния между частицами много больше эквивалентной дебаевской длины экранирования Xd = [гакТ1[пеое )У1 для электронной плотности Weo- Это ограничивает плотность частиц приближенно значением Пр = (2Яд) . Как легко убедиться, в данных условиях скорости поступления электронов и ионов на площадку dA выражаются формулами [c.160]

Чопра [68] рассматривал шаровое тело в ионизованном газе как пробную частицу и тем самым пренебрегал столкновениями молекул с поверхностью шара, из-за чего получились очень большие значения электрической силы сопротивления. Девис и Харрис [69] рассчитали потенциал около заряженного шара и представили электрическую силу сопротивления в виде функции от отношения эффективного радиуса к дебаевской дЛине. Джастров и Пирс [66] учли эффекты столкновений ионов газа с поверхностью шарового тела их результаты нашли экспериментальное подтверждение в экспериментальных исследованиях Питтса и Кнехтеля [71] ртутной плазмы. [c.179]

В которую входит электротермическое число Net = = Ze l insoakT) и дебаевская длина экранирования = [ео/с7 /(геге )]1 , причем Т = Т . Неравенство (3.33) указывает масштаб изменения б. Электрическая сила сопротивления fq дается следующим приближенным выражением (тоже подогнанным под соответствующие численные результаты) [c.180]

В работе [189] показано, что емкость поверхности цилиндрической поры отличается от емкости плоской поверхности на множитель, зависящий от отношения радиуса поры к дебаевской длине (rjln)- При средних концентрациях электролита (10 — 10- моль/л) и варьировании радиуса пор от единиц до сотен ангстрем отношение емкости цилиндрической поры к емкости плоской поверхности изменяется от 0,005 до 1. Поэтому емкость поверхности активированных углей зависит от структуры угля, концентрации электролита и его природы и может существенно различаться в пределах одного и того же образца из-за различий в кривизне пор. [c.78]

Дебаевская длина X является важным параметром, описывающим распределение потенциала. Ее величина равна 9,6Х ХЮ сМд или 9 6 А, в ОД М водном растворе одно-одновалент-ного электролита при 25° С. Она обратно пропорциональна зарядам ионов и квадратному корню из концентрации и прямо пропорциональна квадратным корням из диэлектрической проницаемости и абсолютной температуры. На рис. 27-1 показано распределение анионов и катионов вблизи центрального катиона. Кривые вычислены по уравнениям (27-3) и (27-10) для 0,1 М водного раствора одно-одновалентного электролита при 25 °С. Экранирующие ионы формируют вокруг центрального иона ионное облако толщиной порядка дебаевской длины Л. [c.97]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология