к библиотеке к оглавлению FAQ по эфирной физике ТОЭЭ ТЭЦ ТПОИ ТИ

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А Б В Г Д Е Ж З И К Л М Н О П Р С Т У Ф Х Ц Ч Ш Э Ю Я

Тонкие жидкие плёнки

Тонкие жидкие плёнки (ТЖП) -плёнки жидкой фазы a, граничащие с одинаковыми b (симметричные ТЖП) или разными b и b' (несимметричные ТЖП) текучими (жидкими или газообразными) фазами и имеющие столь малую толщину, что взаимодействие их межфазных границ становится существенным. Таким образом, толщина ТЖП сопоставима с радиусом молекулярных корреляций в плёнке и граничащих фазах. Если фаза a - простая жидкость, то в обычных условиях толщина ТЖП составляет порядка неск. нм, однако достигает значительных размеров при приближении к критическому состоянию граничащих фаз, а также в том случае, когда ТЖП получены из растворов полимеров, мицеллярных растворов или жидких кристаллов.

К ТЖП по формальному признаку относят тонкие граничные слои жидкости на смачиваемых твёрдых поверхностях (см. Смачивание ),жидкие прослойки между твёрдыми поверхностями, полимолекулярные адсорбц. слои поверхностно-активных веществ (ПАВ) на границе двух взаимно нерастворимых текучих фаз. К ТЖП относят также симметричные и несимметричные бислойные мембраны (в частности, бислойные липидные мембраны, образующие основу оболочек живых клеток; см. Клеточные структуры), состоящие из двух плотноупакованных слоев амфифильных молекул, гидрофобные (углеводородные) радикалы к-рых ориентированы внутрь мембраны, а гидрофильные- в сторону граничащих водных фаз.

Свойства практически важных дисперсных систем и природных объектов - эмульсий, пен, мицеллярных растворов, дисперсий коацерватных капель, везикул, биологических клеток и др.- определяются свойствами ТЖП, содержащихся в таких системах. Само существование этих систем зависит от взаимодействия между граничащими фазами в ТЖП и устойчивости ТЖП к прорыву.

Взаимодействие между дисперсными частицами, реализуемое через ТЖП, а также реологич. свойства ТЖП в большей степени влияют на энергетич. параметры, а также на вязкость, пластичность, эластичность, прочность дисперсных систем (напр., высококонцентрированных эмульсий, высокократных пен, живых клеток), чем реологич. свойства макроскопич. фаз, из к-рых образованы сами частицы.

Многочисл. технол. процессы, а также процессы и явления, происходящие в природе и живых организмах, сопровождаются образованием и разрушением ТЖП. В нек-рых случаях повышение устойчивости к прорыву (времени жизни) ТЖП является необходимым [напр., при длительном хранении высококонцентрированных эмульсий - топливных, пищевых, фармацевтич. и др., при транспортировании по трубопроводам нефтяных и битумных эмульсий, при движении эритроцитов по кровеносным сосудам, при пожаротушении (с помощью пен или смачивающих плёнок)]. В др. процессах, напротив, с помощью разл. физ--хим. воздействий время жизни ТЖП должно быть уменьшено (напр., при слиянии биол. клеток, направленном транспорте по кровотоку нагруженных лекарственными средствами липо-сом в определ. органы, "прицельном" разрушении их оболочек и высвобождении лекарственных средств, при собирании плёнок нефти на поверхности водоёмов, образовании пен в биотехнол. реакторах, разрушении "соапстоков", образуемых в процессе рафинации растительных масел).

Формирование тонких жидких плёнок

Формирование тонких жидких плёнок может быть условно разбито на неск. характерных этапов, протекающих с разл. скоростью. При относительно большом расстоянии между сближающимися поверхностями текучих частиц (много большего радиуса действия поверхностных сил; рис. 1, а)вязкость, плотность и др. физ. свойства образующей жидкой "толстой" (не тонкой по определению) плёнки идентичны свойствам макроскопич. жидкой фазы а, из к-рой образована плёнка. Утоньшение такой жидкой плёнки описывается Навье - Стокса уравнениями гидродинамики с граничными условиями, учитывающими капиллярные эффекты (деформируемость межфазных поверхностей, поверхностные реологич. свойства адсорбц. слоев ПАВ и их диффузию, возникновение градиентов поверхностной плотности электрич. зарядов и величины адсорбции ПАВ, приводящие к градиенту межфазного натяжения, и др.).

Рис. 1. Основные этапы формирования ТЖП при сближении двух капель или пузырьков: а-взаимное сближение межфазных поверхностей в условиях гидродинамического течения жидкой фазы a; б - образование относительно толстых (т. н. обычных чёрных) плёнок толщиной H^c_f и радиусом r^c_f ; в- термические флуктуации толщины ТЖП, приводящие к их прорыву (коалесценции капель) или к образованию чёоных пятен (т. н. ньютоновских чёрных плёнок) толщиной Р^N_f(г), которые увеличиваются в размере, в результате чего ТЖП достигает pавновесного размера радиусом r^N_f(д).

Рис. 2. Зависимость расклинивающего давления П (H_f) ТЖП от её толщины H_f; a-различные составляющие расклинивающего давления (пунктирные кривые) и результирующая изотерма расклинивающего давления ( сплошная линия); б -тонкая плёнка воды, стабилизированная ионами ПАВ; в - ТЖП, стабилизированная адсорбционными слоями макромолекул.

При утоньшении жидкой плёнки до нек-рой толщины H^c_f взаимодействие между межфазными поверхностями становится заметным (рис. 1,б), и описание кинетики утоньшения такой, уже тонкой по определению, плёнки требует учёта т. н. расклинивающего давления П (H), к-рое представляют в виде суммы независимых друг от друга вкладов поверхностных сил разл. природы: молекулярного притяжения П_мол(H), ионно-электростатич. отталкивания между ДЭС - двойными электрич. слоями - П_ДЭС(H) и контактного (стерического) взаимодействия между адсорбц. слоями ПАВ П_ст(Н) [рис. 2; о термодинамич. определении П (H) см. ниже]:

По соглашению, П(Н) считают положительным, если поверхности отталкиваются, и отрицательным, если они притягиваются.

Изотерму П_мол (H) для ТЖП можно представить в виде

где A-т. н. постоянная Гамакера, учитывающая дисперс. взаимодействия между молекулами макроскопич. фаз (см. Межмолекулярное взаимодействие). Учёт эл--магн. запаздывания для взаимодействующих молекул приводит к зависимости

В макроскопич. теории межмолекулярного взаимодействия (E. M. Лифшиц, И. E. Дзялошинский, Л. П. Питаев-ский) П_мол(H) рассчитывается путём суммирования энер-гетич. спектра эл--магн. флуктуации в граничащих конденсированных средах в рамках квантовой статистики на основе спектральных характеристик конденсированных фаз.

Для расчёта П_дес(H) используются разл. аппроксимац. соотношения, выведенные на основе разл. моделей и механизмов образования ДЭС (рис. 1,б) и взаимодействия между ними. Сложности расчёта связаны в осн. с неопределённостью значения поверхностной плотности зарядов в процессе сближения межфазных поверхностей. В случае слабого перекрытия диффузных частей ДЭС П_ДЭС(Н)обычно представляют в виде

где e₀-электрич. постоянная (диэлектрич. проницаемость вакуума); e-относительная диэлектрическая проницаемость среды ТЖП; е - заряд электрона; g=th(ey₀/4kT); y₀ - потенциал межфазной поверхности на границе с диффузной частью ДЭС; K= 1/R_D,

дебаевский радиус, c_i и z_i - концентрация и валентность i-го противоиона (рис. 2, б).

Непосредственный (стерический) контакт между двумя адсорбц. слоями ПАВ возникает на расстояниях порядка молекулярных размеров и приводит к т.н. стерическому отталкиванию между межфазными поверхностями, описываемому изотермой:

где а и b - коэффициенты (1/b имеет порядок длины молекулярной корреляции).

В общем случае результирующая изотерма расклинивающего давления П имеет дальний и ближний коагуляц. минимумы глубины П₁ и П₂ соответственно и коагуляц. барьер высоты П_b (рис. 2, а). При достаточно высоком электрич. потенциале y₀ межфазных поверхностей и низкой концентрации противоионов высота барьера П_b может значительно превышать разность давлений в фазах a и b и образуются т.н. обычные чёрные плёнки - ТЖП с относительно большой толщиной H^c_f (H^c_f - меньшe четверти длины видимого света; такие плёнки не отражают свет и потому в отражённом свете кажутся чёрными). При увеличении c_i или снижении y₀ высота барьера П_b снижается и в обычных чёрных плёнках спонтанно возникают участки т.н. чёрных плёнок толщиной H^c_f, значительно меньшей H^c_f, или происходит коалесценция текучих фаз b т. е. прорыв ТЖП (если макс. значение П_ст<DP). Представления о влиянии концентрации и валентности противоионов на устойчивость обычных чёрных плёнок к переходу в ньютоновские чёрные плёнки или к прорыву ТЖП составляют основу теории ДЛФО, разработанной впервые Б. В. Дерягиным, Э. Фервеем (E. J. W. Verwey) и Я. Овербе-ком (J. Th. G. Overbeek) для объяснения устойчивости гидрофобных золей к коагуляции.

Составляющая П_ст может явиться осн. фактором устойчивости ТЖП к прорыву в случае стабилизации их адсорбц. слоями макромолекул (напр., синтетич. полимерами или природными биополимерами-белками, полиса-хлридами). При достаточно высокой степени заполнения адсорбированными макромолекулами межфазных поверхностей для конформации макромолекул характерно наличие т. н. петель и хвостов (рис. 2, в), размеры к-рых порядка размеров макромолекулярных клубков в растворе и могут значительно превышать радиус действия молекулярных (ван-дер-ваальсовых) и электрич. сил в ТЖП. Расчёт П_стпоказывает, что профиль изотермы П_ст (H)определяется в осн. взаимным отталкиванием "петель" и "хвостов", принадлежащих разл. адсорбц. слоям полимеров в ТЖП.

Разрушение (прорыв) тонких жидких плёнок

Разрушение ТЖП (или скачкообразное утоньшение их до ньютоновских чёрных плёнок) происходит в момент достижения ими нек-рой "критич." толщины. При безбарьерном утоньшении обычной ТЖП время её жизни т определяется скоростью вытекания среды до момента прорыва. В случае существования коагуляц. барьераопределяется в осн. высотой П_b, а не гидродинамич. факторами.

Существуют два подхода к объяснению влияния физ--хим. факторов на устойчивость ТЖП к прорыву, основанные на разл. модельных представлениях ТЖП. Согласно первому подходу, применяемому для описания устойчивости обычных чёрных плёнок, жидкая плёнка представляется в виде непрерывной бездефектной жидкой среды, профиль к-рой в её "плоской" части возмущён термофлуктуац. волнами разл. длины и амплитуды (рис. 1, в). Прорыв такой плёнки происходит в результате возникновения кри-тич. термич. флуктуации её толщины, в результате чего локальное утоныпение плёнки становится столь значительным, что молекулярные силы притяжения могут приводить к необратимому утоньшению плёнки и её прорыву. Осн. допущение при этом заключается в условии выполнения неравенства 1/k >> H, где k - волновое число, что позволяет использовать ур-ния Навье - Стокса для одно-врем. описания вязкого ламинарного течения жидкости из плёнки при её утоньшении и волнового движения припо-верхностных слоев.

В рамках второго подхода, к-рый применяют для описания прорыва ньютоновских чёрных плёнок (в т. ч. бислой-ных мембран), ТЖП представляют в виде существенно "дефектной" среды, пронизанной термофлуктуационно возникающими и исчезающими "дырками" разл. радиусов r. Работу их образования представляют в виде

где g-натяжение плёнки (мембраны) - отнесённый к единице площади избыток свободной энергии системы (большого термодинамич. потенциала при постоянных температуре T и химических потенциалах компонентов -линейное натяжение мембраны - отнесённый к единице длины периметра "дырки" избыток свободной энергии системы. При возникновении дефекта критич. размера происходит его неогранич. рост и прорыв ТЖП.

Термодинамическое описание тонких жидких плёнок

Свойства ТЖП отличаются от свойств жидкой фазы a, и ТЖП не могут считаться фазой в точном термодинамич. смысле, поскольку они неоднородны по толщине и характеризуются значит. градиентами локальных плотностей соответствующих экстенсивных термодинамич. свойств - свободной энергии, энтропии, массы. Термодинамич. описание ТЖП основано на методе избытков Гиббса, позволяющем представить большой термодинамич. потенциал W системы, содержащей ТЖП, в виде суммы объёмной части W_V, относящейся к макроскопич. фазам, и поверхностного избытка W_f, отнесённого к разделяющим поверхностям в плёнке.

В общем случае ТЖП образует вместе с граничащими с ней макроскопич. фазами многокомпонентную систему объёмом V, содержащую N_i молей каждого i-го компонента (i = 1, 2, ..., n; n - число компонентов в системе). В состоянии термодинамич. и механич. равновесия абс. темп-pa T и хим. потенциалы m_i компонентов ТЖП равны во всех частях системы, а площадь А и толщина H ТЖП поддерживаются постоянными с помощью внеш. сил, к-рые уравновешивают давления P_a и P_b в фазах a и b и натяжение плёнки g. Если можно пренебречь силой тяжести, то фундам. термодинамич. ур-ние (см. Химическая термодинамика)для симметричной плоскопараллельной ТЖП имеет вид

где S-энтропия системы. Поверхностный избыток W_fиз ур-ния (6) можно выделить, используя два подхода: метод мембраны нулевой толщины и метод слоя конечной толщины.

Метод мембраны нулевой толщины заключается в условной замене открытой системы, содержащей ТЖП, на энергетически эквивалентную ей систему (референтную, по Гиббсу, систему, см. Поверхностные явления ),в к-рой ТЖП заменена на разделяющую (по Гиббсу) поверхность, т. е. поверхность, хотя и имеющую нулевую толщину, однако характеризующуюся конечными значениями поверхностных плотностей свободной энергии, энтропии и массы. Весь объём V системы при этом считается заполненным фазой b: V=Vb Мембранный метод описания ТЖП используется в том случае, когда толщина плёнки не является экспериментально измеряемым параметром. Как и в случае свободных межфазных поверхностей, все экстенсивные параметры системы представляются в виде суммы объёмных частей, относящихся к фазе b, и поверхностных избытков, отнесённых к мембране f. В результате для случая плоскопараллельной ТЖП получаем два фундам. термодинамич. ур-ния — одно для референтной фазы

другое для мембраны f:

Из ур-ний (7) и (8) получается термодинамич. определение натяжения для плоской мембраны:

Применяя теорему Эйлера об однородных функциях, можно получить выражение для поверхностного избытка большого термодинамич. потенциала

а также Гиббса — Дюгема уравнение для мембраны

в к-ром—отнесённые к единице поверхности мембраны избытки чисел молей i-ых компонентов (величины адсорбции i-компонентов относительно мембраны) и энтропии соответственно.

Ур-ние (9) составляет термодинамич. основу для вычисления натяжения мембраныа также др. поверхностных избытков путём дифференцирования статистических сумм малого канонического (при постоянных Т и Ni) и большого канонического (при постоянных Т и) ансамблей (см. Гиббса распределения ),выражаемых через потенциалы межмолекулярного взаимодействия и молекулярные функции распределения. При этом учитываются энергия теплового движения атомов, молекул и ионов, энергия ван-дер-ваальсовых сил и сил эл--статич. взаимодействия ионов и ионогенных групп в молекулах, а также сил бор-новского отталкивания и водородных связей.

В рамках статистич. механики можно определить и прямым вычислением компонентов тензора давления, усреднённых по микроскопич. объёмам жидкостей среды путём суммирования возможных межмолекулярных взаимодействий. Основа метода—представления локальной (микроскопич.) термодинамики (или гидродинамич. приближения), согласно к-рым соотношения макроскопич. термодинамики выполняются в каждом сколь угодно малом микроскопич. элементе объёма анизотропной и неоднородной среды, какой является ТЖП. В отсутствие внеш. сил ср. значение обобщённого тензора давления должно удовлетворять условию равновесия:

откуда следует, что нормальная к поверхности плоской ТЖП компонента тензора давленияне зависит от координаты z (рис. 3, а), а тангенциальная компонентаявляется сложной функцией координаты z (рис. 3, 6), причём в объёме фазы имеет место равенство

Для симметричной плоской ТЖП натяжение плёнки у вычисляется как поверхностный избыток объёмного тензора напряжений, т. е. удельной (отнесённой к единице длины) силе, действующей в плоскости мембраны перпендикулярно ограничивающей её линии:

Для искривлённых ТЖП (в отличие от плоских) натяжение зависит от способа локализации разделяющей поверхности (мембраны). В частности, для сферич. ТЖП натяжениезависит от произвольно выбранного радиусаразделяющей поверхности:

здесь —радиус сферич. поверхности, проведённой в объёме фазы

В общем случае искривлённой (несферической) мембраны её механич. состояние характеризуется отличными от нуля изгибающим В и скручивающиммоментами, величины к-рых зависят от способа определения радиуса R мембраны. Фундам. ур-ние механич. равновесия такой мембраны (ур-ние Гиббса — Кельвина, или обобщённое ур-ние Лапласа) имеет вид

где—средняя и дифференциальная (по Гиббсу) кривизны соответственно. Учёт механич. моментов становится существенным при термодинамич. описании ТЖП с низким и сверхнизким значениями(напр., для бислойных липидных мембран, образующих оболочки клеточных структур и везикул). В случае сферич. ТЖПи если разделяющая поверхность выбрана т. о., чтобы(т. н. поверхность натяжения радиусапо Гиббсу), то ур-ние (15) обращается в обычное ур-ние Лапласа:

Метод слоя конечной толщины для тонких жидких плёнок

Метод слоя конечной толщины используется при термодинамич. описании ТЖП в том случае, когда толщина плёнки H-измеряемый параметр. Условно полагают, что объём ТЖП V_f= AH заполнен жидкой фазой a, а объём V_b=V-V_f-текучей фазой b. Давление в референтной жидкой фазе a внутри плёнки полагают равным давлению P_a в объёмной фазе a, а все экстенсивные параметры представляют в виде суммы соответствующих параметров, отнесённых к объёмным фазам a и b,и поверхностных избытков, отнесённых к двум разделяющим поверхностям площади А:

где Г_is-величина адсорбции i-го компонента (удельного избытка числа молей i-го компонента, отнесённого к одной из разделяющих поверхностей), h_s-межфазная энтропия при толщине плёнки H. Фундам. термодинамич. ур-ние для двух разделяющих поверхностей плоскопараллельной плёнки толщиной H

где s-межфазное натяжение, П - расклинивающее давление. T. о., в рамках метода слоя конечной толщины допустима механич. интерпретация s (как отнесённой к единице длины избыточной поверхностной силы, действующей параллельно поверхности плёнки) и П (как отнесённой к единице площади и направленной перпендикулярно к ТЖП силы взаимодействия между разделяющими поверхностями в плёнке).

Для симметричной плоской ТЖП межфазное натяжение s, вычисляемое как поверхностный избыток объёмного тензора напряжений со стороны объёмных фаз a и b , отнесённый к одной из разделяющих поверхностей в ТЖП (рис. 3, г):

зависит от субъективного выбора толщины плёнки H. В отличие от s, расклинивающее давление П, к-рое при данном физ. состоянии ТЖП однозначно определяется давлениями P_a и P_b является инвариантом, не зависящим от способа определения H. Из ур-ния (18)

и можно получить ур-ние, связывающее s и П:

к-рое в термодинамике ТЖП наз. ур-нием Гиббса - Дюгема.

При разведении межфазных поверхностей плёнки на бесконечно большое расстояние, отвечающее условию П = 0, ур-ние (22) обращается в известное ур-ние Гиббса - Дюге-ма для плоских (невзаимодействующих) межфазных поверхностей:

(индекс "0" означает отсутствие взаимодействия между поверхностями). Работа силы расклинивающего давления П при разведении разделяющих поверхностей единичной площади от H до бесконечности (при постоянных m_i и T) наз. удельной свободной энергией взаимодействия в ТЖП толщины H. Она равна

и инвариантна относительно локализации разделяющих поверхностей в ТЖП, т. е. не зависит от выбора способа определения толщины плёнки в методе слоя конечной толщины.

Линейное натяжение в тонких жидких плёнках

Термодинамич. описание микроскопически малых ТЖП [напр., круглых ТЖП, возникающих между двумя капельками эмульсии (рис. 4, а)] требует учёта неоднородности поверхностных сил, действующих в т. н. переходной области плёнки, т. е. в той области, где плёнку уже нельзя назвать тонкой. Если в плоскопараллельной области расклинивающее давление П положительно и постоянно по величине, то в переходной области, где разделяющие фазы поверхности начинают искривляться, расклинивающее давление испытывает резкое изменение как по величине, так и по знаку, обращаясь в нуль в области объёмной фазы a. Профиль Н(r)плёнки в этой области становится сложной функцией переменного расклинивающего давления, так же, как и межфазное натяжение s, определяемое из ур-ния (25).

Вследствие невозможности в большинстве случаев точного измерения действит. профиля плёнки Н(r)принято использовать разл. референтные модели ТЖП в этой области, к-рые основаны на использовании т. н. идеализированного профиля плёнки Н_и(r), совпадающего, по определению, с профилем поверхности, имеющей постоянные ср. кривизну и межфазное натяжение s₀ в области объёмной фазы a, и экстраполируемого на переходную область при условии равенства нулю П.

При отрицат. уд. свободной энергии взаимодействия DW(H_f) где H_f-толщина плоскопараллельной области круглой симметричной плёнки, идеализированный профиль Н_и(r)образует с плоскостью плёнки контактный угол q_f, при этом r_f принято считать радиусом круглой плёнки. В этом случае используют референтную модель, основанную на представлении о плёнке как о слое жидкой фазы a конечной толщиной H_f (рис. 4), ограниченном двумя круглыми разделяющими поверхностями радиусом r_f каждая, характеризующимися межфазным натяжением s_f=s(H_f) определяемым ур-нием (25), и двумя боковыми поверхностями с постоянной средней кривизной и межфазным натяжением s₀, ограничивающими переходную область.

Представляя свободную энергию (большой термодинамич. потенциал W_и при постоянных m_i и T) референтной модели ТЖП в виде суммы объёмной (W_V), поверхностной (W_A) и линейной (W_L) частей

и используя условие энергетич. эквивалентности реальной ТЖП и её референтной модели W=W_и, получаем

где и -объёмы фаз, А_и - площадь боковой поверхности референтной модели, t-линейное натяжение (является по смыслу линейным избытком W_L свободной энергии системы, отнесённым к длине окружности плёнки радиусом r_f и имеющим размерность [Дж/м]).

Из ур-ния (27) вытекает условие механич. равновесия контактной (разделяющей по Гиббсу) линии радиусом r_f под действием поверхностных сил:

к-рое допускает механич. интерпретацию линейного натяжения как силы, действующей вдоль контактной линии, стремящейся её удлинить (при t>0 или сократить (при t>0).

Если идеализированный профиль H_и(r) пересекает плоскость z = 0 в точке r_f₀ под контактным углом q₀, то используют т. н. мембранную модель ТЖП (рис. 4, б); в этом случае выражение для свободной энергии примет вид

где-линейное натяжение мембраны (по смыслу - линейный избыток W_Lсвободной энергии системы, отнесённый к длине окружности мембраны радиусом r_f₀ и имеющий размерность [Дж/м]). Соответствующее уравнение механич. равновесия контактной линии примет вид

допускающий динамич. интерпретацию как силы, растягивающей (при или сжимающей (при контактную линию, а -как "двумерного капиллярного давления", действующего в плоскости мембраны. Ур-ния (28) и (30) обычно используются для эксперим. определения линейных натяжений путём измерения зависимости контактных углов q_f и q₀ от радиусов r_f и r_f₀ круглой плёнки.

Несмотря на чрезвычайно низкие абс. значения линейного натяжения (согласно различным оценкам, его вклад в энергетику процессов, происходящих в коллоидных системах, размеры частиц в к-рых менее 10^-7 м (напр., при гетерогенном зародыше-образовании на твёрдых и жидких субстратах, нуклеаци-онном образовании дырок в мембранах, адгезии жидких и газообразных коллоидных частиц и др.), может оказаться существенным и требующим учёта.

Литература по тонким жидким плёнкам

Бабак В. Г., Термодинамика плоскопараллельных эмульсионных и пенных пленок, "Успехи химии", 1993, т. 62, № 1, с. 14;
Бабак В. Г., Термодинамика свободных и взаимодействующих искривленных межфазных поверхностей в жидких пленках, там же, 1993, т. 62, № 8, с. 747;
Бабак В. Г., Стерическая стабилизация микроскопических жидких пленок адсорбционными слоями полимеров, там же, 1994, т. 63, № 3, с. 228;
Бабак В. Г., Линейное натяжение в термодинамике тонких жидких пленок, там же, 1992, т. 61, № 10, с. 1777;
Rowlinson J. S., Widom В., Molecular theory of capillarity, Oxf., 1982;
Thin liquid films. Fundamentals and Applications. Ed. I. B. Ivanov, N. Y.- Basel, 1988.

В. Г. Бабак

к библиотеке к оглавлению FAQ по эфирной физике ТОЭЭ ТЭЦ ТПОИ ТИ

Знаете ли Вы, что релятивистское объяснение феномену CMB (космическому микроволновому излучению) придумал человек выдающейся фантазии Иосиф Шкловский (помните книжку миллионного тиража "Вселенная, жизнь, разум"?). Он выдвинул совершенно абсурдную идею, заключавшуюся в том, что это есть "реликтовое" излучение, оставшееся после "Большого Взрыва", то есть от момента "рождения" Вселенной. Хотя из простой логики следует, что Вселенная есть всё, а значит, у нее нет ни начала, ни конца... Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМА

Рыцари теории эфира 10.11.2021 - 12:37: ПЕРСОНАЛИИ - Personalias -> WHO IS WHO - КТО ЕСТЬ КТО - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 12:36: СОВЕСТЬ - Conscience -> РАСЧЕЛОВЕЧИВАНИЕ ЧЕЛОВЕКА. КОМУ ЭТО НАДО? - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 12:36: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от д.м.н. Александра Алексеевича Редько - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 12:35: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> Биологическая безопасность населения - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 12:34: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 12:34: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> ПРАВОСУДИЯ.НЕТ - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 12:34: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вадима Глогера, США - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 09:18: НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ - New Technologies -> Волновая генетика Петра Гаряева, 5G-контроль и управление - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 09:18: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ЭКОЛОГИЯ ДЛЯ ВСЕХ - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 09:16: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ПРОБЛЕМЫ МЕДИЦИНЫ - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 09:15: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Екатерины Коваленко - Карим_Хайдаров.
10.11.2021 - 09:13: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вильгельма Варкентина - Карим_Хайдаров.