武汉理工大学材料科学基础课件全

1可编辑版第五节玻璃的结构理论一、微晶学说

二、无规则网络学说2可编辑版一、微晶学说实验依据折射率-温度曲线钠硅双组分玻璃的X射线散射强度曲线红外反射光谱3可编辑版图3－18硅酸盐玻璃折射率随温度变化曲线200400300100500100200-200-100Δn×105T(℃)520℃-590℃4可编辑版图3－19一种钠硅酸盐玻璃（SiO2含量76.4%）的折射率随温度的变化曲线200300100-200-100Δn×107T(℃)βγαβαβ鳞石英鳞石英方石英5可编辑版图3－2027Na2O·73SiO2玻璃的X射线散射强度曲线1－未加热；2－在618℃保温1小时3－在800保温10分钟和670保温20小时1501005001501005002502001501005000.10.20.30.40.5sinθλI1326可编辑版图3－2133.3Na2O·66.7SiO2玻璃的反射光谱5－同上，析晶玻璃，保温6小时1－原始玻璃2－玻璃表层部分，在620℃保温1小时3－同上，有间断薄雾析晶，保温3小时4－同上连续薄雾析晶，保温3小时7可编辑版学说要点：

玻璃结构是一种不连续的原子集合体，即无数“微晶”分散在无定形介质中；

“微晶”的化学性质和数量取决于玻璃的化学组成，可以是独立原子团或一定组成的化合物和固溶体等微观多相体，与该玻璃物系的相平衡有关；

“微晶”不同于一般微晶，而是晶格极度变形的微小有序区域，在“微晶”中心质点排列较有规律，愈远离中心则变形程度愈大；

从“微晶”部分到无定形部分的过渡是逐步完成的，两者之间无明显界线。8可编辑版二、无规则网络学说

学说要点：

玻璃的结构与相应的晶体结构相似，同样形成连续的三维空间网络结构。但玻璃的网络与晶体的网络不同，玻璃的网络是不规则的、非周期性的，因此玻璃的内能比晶体的内能要大。由于玻璃的强度与晶体的强度属于同一个数量级，玻璃的内能与相应晶体的内能相差并不多，因此它们的结构单元（四面体或三角体）应是相同的，不同之处在于排列的周期性。

9可编辑版如石英玻璃和石英晶体的基本结构单元都是硅氧四面体[SiO4]。各硅氧四面体[SiO4]都通过顶点连接成为三维空间网络，但在石英晶体中硅氧四面体[SiO4]有着严格的规则排列；而在石英玻璃中，硅氧四面体[SiO4]的排列是无序的，缺乏对称性和周期性的重复，图3－21所示。10可编辑版图3-21石英晶体合与石英玻璃结构比较11可编辑版查哈里阿生还提出氧化物（AmOn）形成玻璃时，应具备如下四个条件：

1．网络中每个氧离子最多与两个A离子相联；

2．氧多面体中，A离子配位数必须是小的，即为4或3。

3．氧多面体相互连接只能共顶而不能共棱或共面。

4．每个氧多面体至少有三个顶角是与相邻多面体共有以形成连续的无规则空间结构网络。12可编辑版实验验证：瓦伦的石英玻璃、方石英和硅酸盐的X射线图示于图3－22。玻璃的衍射线与方石英的特征谱线重合，因此可把石英玻璃联想为含有极小的方石英晶体，同时将漫射归结于晶体的微小尺寸。但这只能说明石英玻璃和方石英中原子间的距离大体上是一致的。按强度-角度曲线半高处的宽度计算，石英玻璃内如有晶体，其大小也只有0.77nm。这与方石英单位晶胞尺寸0.70nm相似。晶体必须是由晶胞在空间有规则地重复，因此“晶体”此名称在石英玻璃中失去其意义。13可编辑版图3－22石英等物X射线衍射图00.040.080.120.160.200.24sinθλ00.040.080.120.160.200.24sinθλ00.040.080.120.160.200.24sinθλ石英玻璃方石英硅胶I14可编辑版由图3－22还可看到，硅胶有显著的小角度散射而玻璃中没有。这是由于硅胶是由尺寸为1.0～10.0nm不连续粒子组成。粒子间有间距和空隙，强烈的散射是由于物质具有不均匀性的缘故。但石英玻璃小角度没有散射，这说明玻璃是一种密实体，其中没有不连续的粒子或粒子之间没有很大空隙。这结果与微晶学说的微不均匀性又有矛盾。15可编辑版用傅立叶分析法将实验获得的玻璃行射强度曲线在傅立叶积分公式基础上换算成围绕某一原子的径向分布曲线，再利用该物质的晶体结构数据，即可以得到近距离内原子排列的大致图形。在原子径向分布曲线上第一个极大值是该原子与邻近原子间的距离，而极大值曲线下的面积是该原子的配位数。图3－23表示SiO2玻璃径向原子分布曲线。16可编辑版图3－23石英玻璃的径向分布函数

Si-OO-OSi-SiO-OSi-Si24268100134567ΣKm4πr2ρ(r)r(A)17可编辑版第一个极大值表示出Si一O距离0.162nm，这与结晶硅酸盐中发现的SiO2平均（0.160nm）非常符合。按第一个极大值曲线下的面积计算得配位数为4.3，接近硅原子配位数4。因此，X射线分析的结果直接指出，在石英玻璃中的每一个硅原子，平均约为四个氧原子以大0.162nm的距离所围绕。从瓦伦数据得出，玻璃结构有序部分距离在1.0～1.2nm附近即接近晶胞大小。

综上所述，瓦伦的实验证明：玻璃物质的主要部分不可能以方石英晶体的形式存在。而每个原子的周围原子配位，对玻璃和方石英来说都是一样的。18可编辑版玻璃的结构参数：X=氧多面体的平均非桥氧数Y=氧多面体的平均桥氧数Z=保围一种网络形成正离子的氧离子数目，即网络形成正离子的配位数。R=玻璃中全部氧离子与全部网络形成离子数之比四个参数的关系：X+Y=ZX=2R-ZX+1/2Y=RY=2Z-2R19可编辑版三、两大学说的比较与发展微晶学说：

优点：强调了玻璃结构的不均匀性、不连续性及有序性等方面特征，成功地解释了玻璃折射率在加热过程中的突变现象。尤其是发现微不均匀性是玻璃结构的普遍现象后，微晶学说得到更为有力的支持。

缺陷：第一，对玻璃中“微晶”的大小与数量尚有异议。微晶大小根据许多学者估计波动在0.7～2.0nm。之间，含量只占10％～20％。0.7～2.0nm只相当于2～1个多面体作规则排列，而且还有较大的变形，所以不能过分夸大微晶在玻璃中的作用和对性质的影响。

第二，微晶的化学成分还没有得到合理的确定。20可编辑版网络学说：

优点：强调了玻璃中离子与多面体相互间排列的均匀性、连续性及无序性等方面结构特征。这可以说明玻璃的各向同性、内部性质的均匀性与随成分改变时玻璃性质变化的连续性等基本特性。如玻璃的各向同性可以看着是由于形成网络的多面体（如硅氧四面体）的取向不规则性导致的。而玻璃之所以没有固定的熔点是由于多面体的取向不同，结构中的键角大小不一，因此加热时弱键先断裂然后强键才断裂，结构被连续破坏。宏观上表现出玻璃的逐渐软化，物理化学性质表现出渐变性。缺陷：近年来，随着实验技术的进展，积累了愈来愈多的关于玻璃内部不均匀的资料，例如首先在硼硅酸盐玻璃中发现分相与不均匀现象，以后又在光学玻璃和氟化物与磷酸盐玻璃中均发现有分相现象。用电子显微镜观察玻璃时发现在肉眼看来似乎是均匀一致的玻璃，实际上都是由许多从0.01～0.1μm的各不相同的微观区域构成的。21可编辑版两大学说的相同点：两大学说的不同点：从微观观点看，玻璃是近程有序远程无序的非晶态固体。22可编辑版事实上，从哲学的角度讲，玻璃结构的远程无序性与近程有序性，连续性与不连续性，均匀性与不均匀性并不是绝对的，在一定条件下可以相互转化。玻璃态是一种复杂多变的热力学不稳定状态，玻璃的成分、形成条件和热历史过程都会对其结构产生影响，不能以局部的，特定条件下的结构来代表所有玻璃在任何条件下的结构状态。23可编辑版第四章固体的表面与界面

固体的界面可一般可分为表面、界面和相界面：1）表面:表面是指固体与真空的界面。2）界面:相邻两个结晶空间的交界面称为“界面”。3）相界面:相邻相之间的交界面称为相界面。相界面有三类，如固相与固相的相界面（s／B）；固相与气相之间的相界面（s／V）；固相与液相之间的相界面（s／L）。

本章主要从物理化学的角度对有关固体界面及其一些问题作简要介绍。

24可编辑版4.1固体的表面及其结构4.２

润湿与粘附25可编辑版4.1固体的表面及其结构4.1.1固体的表面4.1.2固体的表面结构26可编辑版4.1.1固体的表面1.理想表面2.清洁表面（1）台阶表面（2）弛豫表面（3）重构表面3.吸附表面4.固体的表面自由能和表面张力5.表面偏析6.表面力场27可编辑版1、理想表面

没有杂质的单晶，作为零级近似可将清洁表面理想为一个理想表面。这是一种理论上的结构完整的二维点阵平面。忽略了晶体内部周期性势场在晶体表面中断的影响，忽略了表面原子的热运动、热扩散和热缺陷等，忽略了外界对表面的物理化学作用等。这种理想表面作为半无限的晶体，体内的原子的位置及其结构的周期性，与原来无限的晶体完全一样。(图4.1.1理想表面结构示意图)28可编辑版图4.1.1理想表面结构示意图d29可编辑版2、清洁表面清洁表面是指不存在任何吸附、催化反应、杂质扩散等物理化学效应的表面。这种清洁表面的化学组成与体内相同，但周期结构可以不同于体内。根据表面原子的排列，清洁表面又可分为台阶表面、弛豫表面、重构表面等。30可编辑版图4.1.2Pt（557）有序原子台阶表面示意图（1）台阶表面(图4.1.2)台阶表面不是一个平面，它是由有规则的或不规则的台阶的表面所组成[112][111][110](001)周期31可编辑版图4.1.3弛豫表面示意图

（2）弛豫表面(图4.1.3，图4.1.4)由于固相的三维周期性在固体表面处突然中断，表面上原子产生的相对于正常位置的上、下位移，称为表面弛豫。图4.1.4LiF(001)弛豫表面示意图，

·Li

〇F

d0d0.1A0.35A32可编辑版图4.1.5重构表面示意图（3）重构表面(图4.1.5)重构是指表面原子层在水平方向上的周期性不同于体内，但垂直方向的层间距则与体内相同。d0d0asa33可编辑版3、吸附表面吸附表面有时也称界面。它是在清洁表面上有来自体内扩散到表面的杂质和来自表面周围空间吸附在表面上的质点所构成的表面。根据原子在基底上的吸附位置，一般可分为四种吸附情况，即顶吸附、桥吸附、填充吸附和中心吸附等。34可编辑版4、固体的表面自由能和表面张力与液体相比：1）固体的表面自由能中包含了弹性能。表面张力在数值上不等于表面自由能；2）固体的表面张力是各向异性的。3）实际固体的表面绝大多数处于非平衡状态，决定固体表面形态的主要是形成固体表面时的条件以及它所经历的历史。4）固体的表面自由能和表面张力的测定非常困难。35可编辑版5、表面偏析不论表面进行多么严格的清洁处理，总有一些杂质由体内偏析到表面上来，从而使固体表面组成与体内不同，称为表面偏析。36可编辑版6、表面力场固体表面上的吸引作用，是固体的表面力场和被吸引质点的力场相互作用所产生的，这种相互作用力称为固体表面力。依性质不同，表面力可分为：

1）化学力2）分子引力37可编辑版（1）化学力：本质上是静电力。当固体吸附剂利用表面质点的不饱和价键将吸附物吸附到表面之后，吸附剂可能把它的电子完全给予吸附物，使吸附物变成负离子（如吸附于大多数金属表面上的氧气）；或，吸附物把其电子完全给予吸附剂，而变成吸附在固体表面上的正离子（如吸附在钨上的钠蒸气）。多数情况下吸附是介于上述二者之间，即在固体吸附剂和吸附物之间共有电子，并且经常是不对称的。对于离子晶体，表面主要取决于晶格能和极化作用。38可编辑版（2）分子引力，也称范德华(vanderWalls)力，一般是指固体表面与被吸附质点（例如气体分子）之间相互作用力。主要来源于三种不同效应：1）定向作用。主要发生在极性分子（离子）之间。2）诱导作用。主要发生在极性分子与非极性分子之间。3）分散作用。主要发生在非极性分子之间。对不同物质，上述三种作用并非均等的。例如对于非极性分子，定向作用和诱导作用很小，可以忽略，主要是分散作用。39可编辑版4.1.2固体的表面结构

1、晶体表面结构2、粉体表面结构3、玻璃表面结构4、固体表面的几何结构40可编辑版1、晶体表面结构表面力的存在使固体表面处于较高能量状态。但系统总会通过各种途径来降低这部分过剩的能量，这就导致表面质点的极化、变形、重排并引起原来晶格的畸变。对于不同结构的物质，其表面力的大小和影响不同，因而表面结构状态也会不同。威尔（Weyl）等人基于结晶化学原理，研究了晶体表面结构，认为晶体质点间的相互作用，键强是影响表面结构的重要因素，提出了晶体的表面双电层模型，如图4.1.6、4.1.7所示。。41可编辑版表面能减少NaCl晶体图4.1.6离子晶体表面的电子云变形和离子重排表面离子受内部离子作用电子云变形离子重排42可编辑版图4.1.7NaCl表面层中Na+向里；

Cl-向外移动并形成双电层

晶体内部晶体表面0.281nm0.266nm0.020nm43可编辑版

可以预期，对于其它由半径大的负离子与半径小的正离子组成的化合物，特别是金属氧化物如Al2O3、SiO2等也会有相应效应。而产生这种变化的程度主要取决于离子极化性能。如：PbI2表面能最小（130尔格／厘米2），PbF2次之（900尔格／厘米2），CaF2最大（2500尔格／厘米2）。这正因为Pb++与I-都具有大的极化性能所致。当用极化性能较小的Ca2+和F-依次置换PbI2中的Pb++和I-离子时，相应的表面能和硬度迅速增加。可以预料相应的表面双电层厚度将减小。

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2、粉体表面结构粉体在制备过程中，由于反复地破碎，不断形成新的表面。表面层离子的极化变形和重排使表面晶格畸变，有序性降低。因此，随着粒子的微细化，比表面增大，表面结构的有序程度受到愈来愈强烈的扰乱并不断向颗粒深部扩展，最后使份体表面结构趋于无定形化。基于X射线、热分析和其它物理化学方法对粉体表面结构所作的研究测定，提出两种不同的模型。一种认为粉体表面层是无定形结构；另一种认为粉体表面层是粒度极小的微晶结构。45可编辑版粉体表面层是无定形结构的实验验证：石英的相变吸热峰面积随SiO2粒度的变化；石英密度值随粒度的变化。46可编辑版

粉体表面层是微晶结构的实验验证：对粉体进行更精确的X射线和电子衍射研究发现，其X射线谱线不仅强度减弱而且宽度明显变宽。因此认为粉体表面并非无定形态，而是覆盖了一层尺寸极小的微晶体，即表面是呈微晶化状态。由于微晶体的晶格是严重畸变的，晶格常数不同于正常值而且十分分散，这才使其X射线谱线明显变宽。对鳞石英粉体表面的易溶层进行的X射线测定表明，它并不是无定形质；从润湿热测定中也发现其表面层存在有硅醇基团。

47可编辑版3、玻璃表面结构表面张力的存在，使玻璃表面组成与内部显著不同在熔体转变为玻璃体的过程中，为了保持最小表面能，各成分将按其对表面自由能的贡献能力自发地转移和扩散。在玻璃成型和退火过程中，碱、氟等易挥发组分自表面挥发损失。因此，即使是新鲜的玻璃表面，其化学成分、结构也会不同于内部。这种差异可以从表面折射率、化学稳定性、结晶倾向以及强度等性质的观测结果得到证实。

48可编辑版玻璃中的极化离子会对表面结构和性质产生影响。对于含有较高极化性能的离子如Pb2+、Sn2+、Sb3+、Cd2+等的玻璃，其表面结构和性质会明显受到这些离子在表面的排列取向状况的影响。这种作用本质上也是极化问题。例如铅玻璃，由于铅原子最外层有4个价电子（6S26P2），当形成Pb2+时，因最外层尚有两个电子，对接近于它的O2-产生斥力，致使Pb2+的作用电场不对称，Pb2+以2Pb2+Pb4++Pb0方式被极化变形。49可编辑版在常温时，表面极化离子的电矩通常是朝内部取向以降低其表面能。因此常温下铅玻璃具有特别低的吸湿性。但随温度升高，热运动破坏了表面极化离子的定向排列，故铅玻璃呈现正的表面张力温度系数。不同极化性能的离子进入玻璃表面层后，对表面结构和性质会产生不同的影响。50可编辑版4、固体表面的几何结构实验观测表明，固体实际表面是不规则而粗糙的，存在着无数台阶、裂缝和凹凸不平的峰谷。这些不同的几何状态同样会对表面性质产生影响，其中最重要的是表面粗糙度和微裂纹。51可编辑版表面粗糙度会引起表面力场变化，进而影响其表面性质。从色散力的本质可见，位于凹谷深处的质点，其色散力最大，凹谷面上和平面上次之，位于峰顶处则最小；反之，对于静电力，则位于孤立峰顶处应最大，而凹谷深处最小。由于固体表面的不平坦结构，使表面力场变得不均匀，其活性和其它表面性质也随之发生变化。其次，粗糙度还直接影响到固体比表面积、内、外表面积比值以及与之相关的属性，如强度、密度、润湿、孔隙率和孔隙结构、透气性和浸透性等。此外，粗糙度还关系到两种材料间的封接和结合界面间的吻合和结合强度。

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表面微裂纹是由于晶体缺陷或外力作用而产生。微裂纹同样会强烈地影响表面性质，对于脆性材料的强度这种影响尤为重要。脆性材料的理论强度约为实际强度的几百倍，正是因为存在于固体表面的微裂纹起着应力倍增器的作用，使位于裂缝尖端的实际应力远远大于所施加的应力。葛里菲斯（Griffith）建立了著名的玻璃断裂理论，并导出了材料实际断裂强度与微裂纹长度的关系

式中，R为断裂强度，C为微裂纹长度，E为弹性模量，α是表面自由能。53可编辑版4.2

润湿与粘附4.2.1润湿的类型1、沾湿2、浸湿3、铺展4.2.2接触角和Young方程4.2.3非理想固体表面上的接触角1、表面粗糙度的影响2、组合表面3、吸附膜4.2.4测定固体表面张力的方法4.2.5粘附及其化学条件54可编辑版4.2.1润湿的类型润湿是一种流体从固体表面置换另一种流体的过程。最常见的润湿现象是一种液体从固体表面置换空气，如水在玻璃表面置换空气而展开。1930年Osterhof和Bartell把润湿现象分成沾湿、浸湿和铺展三种类型。55可编辑版1、沾湿（图4.2.1）沾湿引起体系自由能的变化为：(4.2.1)式中，γLV，γSV和γSL分别为单位面积固一液、固一气和液一气的界面自由能。56可编辑版

沾湿的实质是液体在固体表面上的粘附，沾湿的粘附功Wa为(4.2.2)从式（4.4.2）知γSL越小，则Wa越大，液体越易沾湿固体。若Wa≥0，则（ΔG）TP≤0，沾湿过程可自发进行。固一液界面张力总是小于它们各自的表面张力之和，这说明固一液接触时，其粘附功总是大于零。因此，不管对什么液体和固体沾湿过程总是可自发进行的。57可编辑版SLv图4.2.1沾湿过程58可编辑版2、浸湿（图4.2.2）浸湿过程引起的体系自由能的变化为(4.2.3)如果用浸润功Wi来表示，则是(4.2.4)是浸润功，若Wi≥0，则ΔG≤0，过程可自发进行。浸湿过程与粘湿过程不同，不是所有液体和固体均可自发发生浸湿，而只有固体的表面自由能比固一液的界面自由能大时浸湿过程才能自发进行。

59可编辑版SVL图4.2.2浸湿过程60可编辑版3、铺展（图4.2.3）置一液滴于一固体表面。恒温恒压下，若此液滴在固体表面上自动展开形成液膜，则称此过程为铺展润湿。体系自由能的变化为

(4.2.5)

61可编辑版对于铺展润湿，常用铺展系数SL/S来表示体系自由能的变化，如

(4.2.6)若S≥0，则ΔG≤0，液体可在固体表面自动展开。铺展系数也可用下式表示

(4.2.7)Wc是液体的内聚功。从上式可以看出，只要液体对固体的粘附功大于液体的内聚功，液体即可在固体表面自发展开。62可编辑版SVL图4.2.3液体在固体表面的铺展63可编辑版注意:上述条件均是指在无外力作用下液体自动润湿固体表面的条件。有了这些热力学条件，即可从理论上判断一个润湿过程是否能够自发进行。但实际上却远非那么容易，上面所讨论的判断条件，均需固体的表面自由能和固一液界面自由能，而这些参数目前尚无合适的测定方法，因而定量地运用上面的判断条件是有困难的。尽管如此，这些判断条件仍为我们解决润湿问题提供了正确的思路。

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4.2.2接触角和Young方程将液滴（L）放在一理想平面（S）上（如图4.2.4），如果有一相是气体，则接触角是气一液界面通过液体而与固一液界面所交的角。1805年，Young指出，接触角的问题可当作平面固体上液滴受三个界由张力的作用来处理。当三个作用力达到平衡时，应有下面关系

或(4.2.8)这就是著名的Young方程。式中γSV和γLV是与液体的饱和蒸气成平衡时的固体和液体的表面张力（或表面自由能）。

65可编辑版SVLθγSVγLVγSL图4.2.4液滴在固体表面的接触角66可编辑版接触角是实验上可测定的一个量。有了接触角的数值，代入润湿过程的判断条件式，即可得：粘湿：

（4.2.10）

浸湿：

（4.2.11）

67可编辑版铺展：

(4.2.12)其中，θ=0或不存在，S≥0。

根据上面三式，通过液体在固体表面上的接触角即可判断一种液体对一种固体的润湿性能。68可编辑版从上面的讨论可以看出，对同一对液体和固体，在不同的润湿过程中，其润湿条件是不同的。对于浸湿过程，θ=90°完全可作为润湿和不润湿的界限；θ<90°，可润湿；θ>90°，则不润湿。但对于铺展，则这个界限不适用。在解决实际的润湿问题时，应首先分清它是哪一类型，然后才可对其进行正确的判断。如图4.2.5所示的润湿过程，从整个过程看，它是一浸湿过程。但实际上它却经历了三个过程：（a）到（b）为沾湿，（b）到（c）为浸湿，（c）到（d）为铺展。

69可编辑版SVLS沾湿浸湿铺展图4.2.5固体进入液体过程70可编辑版

4.2.3非理想固体表面上的接触角一般固体表面，由于：（l）固体表面本身或由于表面污染（特别是高能表面），固体表面在化学组成上往往是不均一的；（2）因原子或离子排列的紧密程度不同，不同晶面具有不同的表面自由能；即使同一晶面，因表面的扭变或缺陷，其表面自由能亦可能不同；（3）表面粗糙不平等原因，一般实际表面均不是理想表面，给接触角的测定带来极大的困难。

本节主要讨论表面粗糙度和表面化学组成不均匀对接触角的影响。

71可编辑版1、表面粗糙度的影响将一液滴置于一粗糙表面，有(4.2.15)或(4.2.16)此即Wenzel方程，是Wenzel于1936年提出来的。式中r被称为粗糙因子，也就是真实面积与表观面积之比。72可编辑版如果将式（4.4.16）与（4.4.8）比较，可得对于粗糙表面，r总是大于1。

(4.2.17)73可编辑版图4-2-6表面粗糙度的影响ABSLVCDδs.cosθδsθSLVCDδs.cosθnn.δsθnBA(a)(b)74可编辑版因此：（1）θ＜90°时，θ’＜θ，即在润湿的前提下，表面粗糙化后θ’变小，更易为液体所润湿。（2）θ＞90°时，θ’＞θ，即在不润湿的前提下，表面粗糙化后θ’变大，更不易为液体所润湿。大多数有机液体在抛光的金属表面上的接触角小于90°，因而在粗糙金属表面上的表观接触角更小。纯水在光滑石蜡表面上接触角在105°~110°之间，但在粗糙的石蜡表面上，实验发现θ’可高达140°。注意：Wenzel方程只适用于热力学稳定平衡状态。75可编辑版2、组合表面假设由两种不同化学组成的表面组合而成的理想光滑平面，是以极小块的形式均匀分布在表面上的，又设当液滴在表面展开时两种表面所占的分数不变。在平衡条件下，液滴在固体表面扩展一无限小量dASL，固一气和固一液两界面自由能的变化为x1，x2分别为两种表面所占面积的分数。用dASL除上式即得(4.2.19)76可编辑版根据Young方程，式（4.4.19）可转化为

(4.2.20)此即Cassie方程。θc为液体在组合表面上的接触角，θ1和θ2为液体在纯1和纯2表面上的接触角。如果组合小块面积变大，而且分布不均匀，则出现接触角滞后现象。77可编辑版3、吸附膜上述各式中的γSV是固体露置于蒸气中的表面张力，因而表面带有吸附膜，它与除气后的固体在真空中的表面张力γSO不同，通常要低得多。就是说。吸附膜将会降低固体表面能，其数值等于吸附膜的表面压π，即

代入Young方程得：

该式表明，吸附膜的存在使接触角增大，起着阻碍液体铺展的作用。78可编辑版4.2.4测定固体表面张力的方法几种常用的测定方法：

1、临界表面张力测定法2、利用高聚物液体或熔体的表面张力与温度的关系求固体的表面张力3、估算法79可编辑版4.3.5粘附及其化学条件

固体表面的剩余力场不仅可与气体分子及溶液中的质点相互作用发生吸附，还可与其紧密接触的固体或液体的质点相互吸引而发生粘附。粘附现象的本质是两种物质之间表面力作用的结果。粘附通常是发生在固液界面上的行为并决定于如下条件：

(1)润湿性(2)粘附功（W）(3)粘附面的界面张力γSL

(4)相溶性或亲和性

80可编辑版（1）润湿性粘附面充分润湿是保证粘附处致密和强度的前提。润湿愈好粘附也愈好。固-液界面的润湿是指液体在固体表面上的铺展。润湿性可用临界表面张力γC或润湿张力γLV.cosθ来度量，其关系由下式决定：

粘附剂对粘附表面润湿愈好，则F愈大，粘附处的致密度和强度愈高。81可编辑版(2)粘附功（W）

粘附力的大小，与物质的表面性质有关，粘附程度的好坏可通过粘附功（W）衡量。所谓粘附功，是指把单位粘附界面拉开所需的功。以拉开固一液界面为例，当拉开固一液界面后，相当于消失了固一液界面，但与此同时又新增了固一气和液一气两种界面，而这三种不同界面上都有着各自的表面（界面）能。

82可编辑版粘附功数值的大小，标志着固一液两相辅展结合的牢固程度，粘附功数值越大，说明将液体从固体表面拉开，需要耗费的能量越大，即互相结合牢固；相反，粘附功越小，则越易分离。

由图4.2.7可见，粘附功应等于新形成表面的表面能γSV和γLV以及消失的固液界面的界面能γSL之差：(4.2.33)

83可编辑版合并

得式中γLV（cosθ＋1）也称粘附张力。可以看到，当粘附剂给定（即γLV值一定）时，W随θ减小而增大。因此，上式可作为粘附性的度量。

84可编辑版图4.2.7粘附功和界面张力SLγLVγSVV85可编辑版(3)粘附面的界面张力γSL界面张力的大小反映界面的热力学稳定性。γSL越小，粘附界面越稳定，粘附力也越大。同时从式可见，γSL愈小则cosθ或润湿张力就大。粘附地方的剪断强度与γSL的倒数成比例。86可编辑版(4)相溶性或亲和性润湿不仅与界面张力有关，也与粘附界面上两相的亲和性有关。例如水和水银两者表面张力分别为72和500达因／厘米，但水却不能在水银表面铺展。说明水和水银是不亲和的。所谓相溶或亲和，就是指两者润湿时自由能变化dG＜0。因此相溶性越好，粘附也好。87可编辑版由于ΔG=ΔH－TΔS（ΔH为润湿热），故相溶性的条件应是ΔH≤T⊿S，并可用润湿热ΔH来度量。对于分子间由较强的极性键或氢键结合时，ΔH一般小于或接近于零。而当分子间由较弱的分子力结合时，则ΔH通常是正值并可用下式确定：

式中Vm为系统的全体积；υ1、υ2分别为1、2两成分的体积分率；δ1、δ2分别是1、2两成分的相溶性参数。上式表明，当δ1=δ2时，ΔH=0。88可编辑版综上所述，良好粘附的表面化学条件应是：1）被粘附体的临界表面张力γC要大或使润湿张力F增加，以保证良好润湿。2）粘附功要大，以保证牢固粘附。3）粘附面的界面张力γSL要小，以保证粘附界面的热力学稳定。4）粘附剂与被粘附体间相溶性要好，以保证粘附界面的良好键合和保持强度。为此润湿热要低。上述条件是在P=0，（γSV-γSL）=γLV的平衡状态时求得的。

89可编辑版

倘若P＞0，（γSV-γSL）>γLV时，铺展将继续进行，但θ角仍然等于零，cosθ值不再变化，故上述式不再适用。这时最佳粘附条件可用如下的关系式求得

90可编辑版另外，粘附性能还与以下因素有关：1）粘附与固体表面的清洁度有关。如若固体表面吸附有气体（或蒸气）而形成吸附膜，那么会明显减弱甚至完全破坏粘附性能。因此，用焊锡焊东西时，要清洁表面，除去吸附膜，结合强度提高。2）粘附与固体的分散度有关。一般说，固体细小时，粘附效应比较明显，提高固体的分散度，可以扩大接触面积，从而可增加粘附强度。通常粉体具有很大的粘附能力，这也是硅酸盐工业生产中一般使用粉体原料的一个原因。91可编辑版3）粘附强度与外力作用下固体的变形程度有关。如果固体较软或在一定的外力下易于变形，就会引起接触面积的增加，从而提高粘附强度。92可编辑版第六章扩散第一节引言第二节固体扩散机制及扩散动力学方程第三节扩散系数第四节影响扩散系数的因素93可编辑版第一节引言

就固体中原子（或离子）的运动而论，有两种不同的方式。一种为大量原子集体的协同运动，或称机械运动；另一种为无规则的热运动，其中包括热振动和跳跃迁移：

所谓扩散是由于大量原子的热运动引起的物质的宏观迁移。

94可编辑版一、从不同的角度对扩散进行分类

（1）按浓度均匀程度分：

有浓度差的空间扩散叫互扩散；没有浓度差的扩散叫自扩散

（2）

按扩散方向分：

由高浓度区向低浓度区的扩散叫顺扩散，又称下坡扩散;由低浓度区向高浓度区的扩散叫逆扩散，又称上坡扩散。

95可编辑版（3）

按原子的扩散方向分：在晶粒内部进行的扩散称为体扩散；在表面进行的扩散称为表面扩散；沿晶界进行的扩散称为晶界扩散。表面扩散和晶界扩散的扩散速度比体扩散要快得多，一般称前两种情况为短路扩散。此外还有沿位错线的扩散，沿层错面的扩散等。96可编辑版二、扩散的推动力

当不存在外场时，晶体中粒子的迁移完全是由于热振动引起的。只有在外场作用下，这种粒子的迁移才能形成定向的扩散流。也就是说，形成定向扩散流必需要有推动力，这种推动力通常是由浓度梯度提供的。

但应指出，在更普遍情况下，扩散推动力应是系统的化学位梯度；97可编辑版第二节固体扩散机构及其动力学方程

2.1固体扩散机构

与气体、液体不同的是固体粒子间很大的内聚力使粒子迁移必须克服一定势垒，这使得迁移和混和过程变得极为缓慢。然而迁移仍然是可能的。但是由于存在着热起伏，粒子的能量状态服从波尔兹曼分布定律。98可编辑版图1粒子跳跃势垒示意图99可编辑版晶体中粒子迁移的方式，即扩散机构示意图。其中：

1.易位扩散：如(a)。

2.环形扩散：如(b)。

3.间隙扩散：如(c)。

4.准间隙扩散：如(d)。

5.空位扩散：如(e)。

100可编辑版图2晶体中的扩散101可编辑版讨论：

在以上各种扩散中，

1.易位扩散所需的活化能最大。

2.由于处于晶格位置的粒子势能最低，在间隙位置和空位处势能较高(见图)：故空位扩散所需活化能最小．因而空位扩散是最常见的扩散机理，其次是间隙扩散和准间隙扩散。102可编辑版2.2扩散动力学方程——菲克定律

一、基本概念

1.扩散通量

扩散通量——单位时间内通过单位横截面的粒子数。用J表示，为矢量（因为扩散流具有方向性）

量纲：粒子数/（时间.长度2）

单位：粒子数/（s.m2）103可编辑版2.稳定扩散和不稳定扩散

1）稳定扩散

稳定扩散是指在垂直扩散方向的任一平面上，单位时间内通过该平面单位面积的粒子数一定，即任一点的浓度不随时间而变化，J=const。

2）不稳定扩散

不稳定扩散是指扩散物质在扩散介质中浓度随时间发生变化。扩散通量与位置有关。104可编辑版二、菲克第一定律

1858年，菲克（Fick）参照了傅里叶（Fourier）于1822年建立的导热方程，获得了描述物质从高浓度区向低浓度区迁移的定量公式。假设有一单相固溶体，横截面积为A，浓度C不均匀，在dt时间内，沿方向通过处截面所迁移的物质的量与处的浓度梯度成正比：

105可编辑版

图3扩散过程中溶质原子的分布106可编辑版由扩散通量的定义，有

（1）

上式即菲克第一定律

式中J称为扩散通量常用单位是g/(cm2.s)或mol/(cm2.s)；

D是同一时刻沿轴的浓度梯度；是比例系数，称为扩散系数。107可编辑版

图4溶质原子流动的方向与浓度降低的方向一致108可编辑版讨论：

对于菲克第一定律，有以下三点值得注意：

（1）式（1）是唯象的关系式，其中并不涉及扩散系统内部原子运动的微观过程。

（2）扩散系数反映了扩散系统的特性，并不仅仅取决于某一种组元的特性。

（3）式（1）不仅适用于扩散系统的任何位置，而且适用于扩散过程的任一时刻。109可编辑版三、菲克第二定律

当扩散处于非稳态，即各点的浓度随时间而改变时，利用式（1）不容易求出。但通常的扩散过程大都是非稳态扩散，为便于求出，还要从物质的平衡关系着手，建立第二个微分方程式。

110可编辑版（1）

一维扩散

如图3所示，在扩散方向上取体积元和分别表示流入体积元及从体积元流出的扩散通量，则在Δt时间内，体积元中扩散物质的积累量为

111可编辑版

图5扩散流通过微小体积的情况112可编辑版如果扩散系数与浓度无关，则上式可写成

一般称下两式为菲克第二定律。

113可编辑版

图4菲克第一、第二定律的关系114可编辑版四、扩散方程的应用

对于扩散的实际问题，一般要求出穿过某一曲面（如平面、柱面、球面等）的通量J，单位时间通过该面的物质量dm/dt=AJ，以及浓度分布c(x,t)，为此需要分别求解菲克第一定律及菲克第二定律。

115可编辑版（一）一维稳态扩散

作为一个应用的实例，我们来讨论气体通过金属膜的渗透过程。设金属膜两侧气压不变，是一个稳定扩散过程。根据积分得：

116可编辑版氢对金属膜的一维稳态扩散117可编辑版因为气体在金属膜中的溶解度与气体压力有关，令S=kP，而且通常在金属膜两测的气体压力容易测出。因此上述扩散过程可方便地用通过金属膜的气体量F表示：118可编辑版引入金属的透气率表示单位厚度金属在单位压差（以为单位）下、单位面积透过的气体流量

δ=DS

式中D为扩散系数，S为气体在金属中的溶解度，则有

在实际中，为了减少氢气的渗漏现象，多采用球形容器、选用氢的扩散系数及溶解度较小的金属、以及尽量增加容器壁厚等。

119可编辑版（二）不稳态扩散

非稳态扩散方程的解，只能根据所讨论的初始条件和边界条件而定，过程的条件不同方程的解也不同，下面分几种情况加以讨论：

1、一维无穷长物体中的扩散；

2、在整个扩散过程中扩散质点在晶体表面的浓度Cs保持不变（即所谓的恒定源扩散）；

3、一定量的扩散相Q由晶体表面向内部的扩散。

120可编辑版1、一维无穷长物体中的扩散无穷长的意义是相对于扩散区长度而言，若一维扩散物体的长度大于，则可按一维无穷长处理。由于固体的扩散系数D在10-2~10-12cm2s-1很大的范围内变化，因此这里所说的无穷并不等同于表观无穷长。121可编辑版求解过程设A，B是两根成分均匀的等截面金属棒，长度符合上述无穷长的要求。A的成分是C2，B的成分是C1。将两根金属棒加压焊上，形成扩散偶。取焊接面为坐标原点，扩散方向沿X方向，扩散偶成分随时间的变化如图5所示，求解菲克第二定律。122可编辑版求解过程续根据初始条件t=0时，C=C1，(x＞0)C=C2，(x＜0)边界条件t≥时，C=C1，(x=∞)C=C2，(x=－∞)采用变量代换法求解，结果如下：式中是高斯误差函数。123可编辑版图5124可编辑版讨论上式的用法①给定扩散系统，已知扩散时间t，可求出浓度分布曲线C(x,t)。具体的方法是，查表求出扩散系数D，由D、t以及确定的，求出，查表7-1求出，代入上式求出C(x,t)。②已知某一时刻C(x,t)的曲线，可求出不同浓度下的扩散系数。具体的方法是，由C(x,t)计算出，查表求出，t、x已知，利用可求出扩散系数D。125可编辑版讨论续任一时刻C(x,t)曲线的特点①对于x=0的平面，即原始接触面，有β=0，即＝０，因此该平面的浓度恒定不变；在，即边界处浓度，有即边界处浓度也恒定不变。②曲线斜率浓度曲线关于中心（x=0,）是对称的。随着时间增加，曲线斜率变小，当时，各点浓度都达到，实现了浓度分布的均匀化。126可编辑版讨论续抛物线扩散规律浓度C(x,t)与β有一一对应的关系，由于,因此C(x,t)与之间也存在一一对应的关系，设K(C)是决定于浓度C的常数，必有X2=K(C)t此式称为抛物线扩散规律，其应用范围为不发生相变的扩散。127可编辑版2、恒定源扩散

恒定源扩散特点是，表面浓度保持恒定，而物体的长度大于。对于金属表面的渗碳、渗氮处理来说，金属外表面的气体浓度就是该温度下相应气体在金属中的饱和溶解度C0，它是恒定不变的；而对于真空除气来说，表面浓度为0，也是恒定不变的。128可编辑版在t时间内，试样表面扩散组元I的浓度Cs被维持为常数，试样中I组元的原始浓度为c1，厚度为，数学上的无限”厚，被称为半无限长物体的扩散问题。此时，Fick’ssecondlaw的初始、边界条件应为

t=0，x＞0，c=０；

t≧0，x=0，c=Cs；x=∞，c=０

满足上述边界条件的解为

式中erf（β）为误差函数，可由表查出。129可编辑版应用：

钢件渗碳可作为半无限长物体扩散问题处理。进行气体渗碳时，零件放入温度约为930℃的炉内，炉中通以富CO的气体（如CH4）或其他碳氢化合物类气体。来自炉气中的C扩散进入零件的表面，使表层的含C量增加。

上式可简化为

130可编辑版例1：含0.20%碳的碳钢在927℃进行气体渗碳。假定表面C含量增加到0.9%，试求距表面0.5mm处的C含量达0.4%所需的时间。已知D972=1.28×10-11m2/s

解：已知cs，x，c0，D，cx代入式得

erf（β）=0.7143

查表得erf（0.8）=0.7421，erf（0.75）=0.7112，用内差法可得β=0.755

因此，t=8567s=2.38h

131可编辑版例2：渗碳用钢及渗碳温度同上，求渗碳5h后距表面0.5mm处的c含量。

解：已知cs，x，c0，D，t代入式得

（0.9%-cx）/0.7%=erf（0.521）=0.538

cx=0.52%

与例1比较可以看出，渗碳时间由2.38h增加到5h，含0.2%C的碳钢表面0.5mm处的C含量仅由0.4%增加到0.52%。132可编辑版图6133可编辑版3、恒定量扩散

边界条件归纳如下：

求解

134可编辑版应用：

1）这一解常用于扩散系数的测定。将一定量的放射性示踪元素涂于固体长棒的一个端面上，在一定的条件下将其加热到某一温度保温一定的时间，然后分层切片，利用计数器分别测定各薄层的同位素放射性强度以确定其浓度分布。135可编辑版将前式两边取对数，得

以lnc（x，t）-x2作图得一直线

斜率k=-1/4Dt，

D=-（1/4tk）136可编辑版应用续

2）制作半导体时，常先在硅表面涂覆一薄层硼，然后加热使之扩散。利用上式可求得给定温度下扩散一定时间后硼的分布。

例如，测得1100℃硼在硅中的扩散系数D=4×10-7m2.s-1，硼薄膜质量M=9.43×1019原子，扩散7×107s后，表面（x=0）硼浓度为137可编辑版第三节扩散系数通常，扩散系数可作为表征扩散的一个参量。它不仅与扩散机构，也与扩散介质和外部条件有关。因此可以认为扩散系数是物质的一个物性指标。138可编辑版

一、无序扩散系数

扩散是由于热运动引起的物质粒子传递迁移的过程。对于晶体来说，这就是原子或缺陷从一个平衡位置到另一个平衡位置跃迁的过程，而且是许多原子进行无数次跃迁的结果。

(1)139可编辑版图7扩散粒子在t时间内经n次无序跃迁后的净位移示意图140可编辑版

若各个跃迁矢量相等且方向无序的，如在晶体中—样，即|S1|=|S2|=…|Sj|=S,则式(1)中第二项为零，因为Sj和Sk平均值的正值和负值是大抵相等的，因此

R2n=nS2（2）

141可编辑版

现在进一步讨论这种无序跃迁和扩散系数之间的关系。

如图2所示。142可编辑版参考平面平均浓度平均浓度CⅠⅡRn图8

存在有dc/dx浓度梯度的介质中，粒子通过参考平面相互反向扩散的数目示意图

143可编辑版在时间t内，从I区通过参考平面跃迁的粒子数N=RnC/6。

自Ⅱ区反向通过参考平面跃迁的粒子数

故单位时间，单位截面积上的净扩散粒子数为

与菲克第一定律比较，则扩散系数Dr为

Dr=nS2/6t=qS2/6

式中:q(n/t)是单位时间内原子的跃迁次数，S叫做跃迁距离144可编辑版下面讨论影响q的因素扩散机构的影响——体现在缺陷浓度Nd上；可供质点跃迁的结点数A;质点可能的跃迁频率γ；则用数学式表示：q=NdAγ则Dr=

NdAγ

S2/6145可编辑版举例：体心立方晶体，空位位于体心处，空位扩散是无序扩散。则可供质点跃迁的结点数A=8跃迁距离S=31/2a0/2空位扩散系数Dr=

NdAγ

S2/6=a0Ndγ

146可编辑版推广为了使Dr=NdAγS2/6=a0Ndγ适用于不同的结构状态，引入晶体的几何因子α，则无序扩散系数又可表示为：Dν=αa02Nvγ此为无序扩散系数的数学表达式，即适用于空位扩散机构，也适用于间隙扩散机构，α是几何因子，由晶体结构决定，如体心立方晶体为1。147可编辑版二、自扩散与相关系数

1．自扩散

所谓自扩散是指原子(或离子)以热振动为推动力通过由该种原子或离子所构成的晶体，向着特定方向所进行的迁移过程。与自扩散效应相对应的扩散系数叫自扩散系数(self—diffusioncoefficient)。为了测定自扩散系数，可用放射性同位素作示踪原子。148可编辑版2．相关系数

建立在无规行走(RandomWalk)模型基础上的空位扩散和间隙扩散均是假定晶体内各原子的跃迁是完全独立的、自由的和无规则的。但是，示踪原子的自扩散情况就不是这样。149可编辑版设想在一个立方面心格子中，示踪原子一旦靠近空位，就得到跃迁的可能性，但是由于在空位周围邻接着另外11个普通原子，那么示踪原子跳进该空位的几率就是1／12，示踪原于跳进去以后，在它自己原采的格位上留下一个空位，空位又以相同的几率向它周围任何一个格位跃迁，示踪原子也跟着参与扩散，很可能再跳回到先前的空位里，这样来回跃迁的结果，使示踪原子前后跃迁的效果互相抵消，即没有发生位移。或者也可能出现另一个正常原子跳到这个空位里，把空位从示踪原子身边移开。150可编辑版因此，在考虑沿特定方向原于的扩散时，上述反向跃迁所造成的结果是：示踪原子自扩散系数(D*)小于无序扩散系数(Dr)，或者说示踪原子的自扩散系数只相当于无序扩散系数的一个分数。

D*=fDr

式中的系数(f)叫相关系数或相关因数(correlationfactor)，它是由晶体结构和扩散机理所决定的小于1的常数，151可编辑版表2由空位机理产生的对示踪原子的相关系数152可编辑版三、扩散机构和扩散系数的关系

通过扩散过程的宏观规律和微观机制分析可知，扩散首先是在晶体内部形成缺陷，然后是能量较高的缺陷从一个相对平衡位置迁移到另一个相对平衡位置。因此，根据缺陷化学及绝对反应速度理论的相关知识就可建立不同扩散机制下的扩散系数。153可编辑版无序扩散是在假定系统中不存在定向推动力的条件下进行的，也就是说，粒子不是沿一定趋向跃迁，而是一种无规则的游动扩散过程，每一次跃迁都和先前一次跃迁移无关，一般晶体中的空位扩散和间隙扩散是符合这种条件的。所谓空位扩散是指晶体中的空位路迁入邻近原子，而原子反向迁入空位；间隙扩散则是指晶体内的填隙原于或离子沿晶格间隙的迁移过程。154可编辑版1、空位扩散系数

空位扩散属于无序扩散，可用无序扩散系数来描述。在空位扩散机理中，只有当邻近的结点上有空位时，质点才能够跃迁。所以单位时间内空位的跃迁次数(n/t或q)与晶体内的空位浓度或缺陷浓度(Nν)、质点跃迁到邻近空位的跃迁频率(γ)以及与可供空位跃迁的结点数(A)有关，即：

n/t=ANvγ

代入无序扩散系数的微观表达式，有：

Dν=αa02Nvγ155可编辑版其中，γ是质点的跃迁频率，若一个质点从一个位置跳越到另一个相邻位置的势垒为ΔGm，同时考虑到ΔG=ΔH－TΔS的热力学关系，则在给定温度下，单位时间内晶体中每一个质点成功地跳越势垒(ΔGm)的次数可用绝对反应速度理论求得：上式中νo为原子在晶格平衡位置上的振动频率，ΔGm、ΔSm、ΔHm分别为原子从平衡状态到活化状态的自由能、熵和焓的变化。156可编辑版ΔGf：空位形成的自由能；ΔSf：空位形成的熵变；ΔHf：空位形成的焓变；157可编辑版此为空位扩散系数的微观表达式158可编辑版

令Q=ΔHf+ΔHm此为空位扩散系数的宏观表达式，其中Do称为频率因子，Q称为扩散活化能。159可编辑版

在间隙扩散机理中，由于晶体中间隙原子浓度往往很小，所以实际上间隙原子所有邻近间隙位置都是空的。因此，可供间隙原子跃迁的位置几率可近似地看成为1。这样，可导出间隙机构的扩散系数(Di)为：

2、间隙扩散系数160可编辑版间隙扩散系数也可用下式表示：

其中Do称为频率因子，Q称为扩散活化能。161可编辑版因为空位扩散和间隙扩散是固体中的主要扩散现象，因此，可将扩散系数的宏观表达式写成：162可编辑版四、本征扩散与非本征扩散

在离子晶体中，点缺陷主要来自两个方面：

1)本征点缺陷，由这类点缺陷引起的扩散叫本征扩散。

2)掺杂点缺陷，由于掺入价数与溶剂不同的杂质原于，在晶体中产生点缺陷，例如在KCl晶体中掺入CaCl2，则将发生如下取代关系：从而产生阳离子空位。由这类缺陷引起的扩散为非本征扩散。

163可编辑版这样存在于体系中的空位浓度(Nν)就包含有由温度所决定的本征缺陷浓度(Nν’)和由杂质浓度所决定的非本征缺陷浓度(NI)两个部分,

Nν=Nν’+NI

得：

164可编辑版当温度足够低时，由温度所决定的本征缺陷浓度(Nν’)大大降低，它与杂质缺陷浓度(NI)相比，可以近似忽略不计，从而有：

其中

此时的扩散系数叫非本征扩散系数。

165可编辑版当温度足够高时，由温度所决定的本征缺陷浓度(Nν’)很大，杂质缺陷浓度(NI)与它相比，可以近似忽略不计，从而有：此时的扩散系数叫本征扩散系数。166可编辑版如果按照式中所表示的扩散系数与温度的关系，两边取自然对数，可得lnD＝-Q／RT+lnD0，用lnD与1／T作图。实验测定表明，在NaCl晶体的扩散系数与温度的关系图上出现有弯曲或转折现象(见图9)

这便是由于两种扩散的活化能差异所致，这种弯曲或转折相当于从受杂质控制的非本征扩散向本征扩散的变化。在高温区活化能大的应为本征扩散，在低温区的活化能较小的应为非本征扩散。

167可编辑版图9微量CdCl2掺杂的NaCl单晶中Na＋的自扩散系数与温度的关系T(℃)70060050040035010-910-1110-13103/T(K-1)1.001.201.401.60168可编辑版Patterson等人测定了NaCl单晶中Na+离子和C1-离子的本征与非本征扩散系数以及由此实测值计算出的扩散活化能。