无机材料的热学性质
无机材料的热力学性质研究
无机材料的热力学性质研究无机材料是一类在化学组成上不包含碳元素的物质，具有广泛的应用领域。
研究无机材料的热力学性质对于深入理解其物理化学性质以及应用于材料科学和工程领域具有重要的意义。
本文将探讨无机材料的热力学性质及其在材料研究中的应用。
一、热力学基础知识热力学是研究能量转化和能量传递的科学，对于无机材料的热力学性质研究而言，有几个基本的概念需要了解。
1. 熵（Entropy）：熵是描述系统混乱程度的物理量，通常用符号 S 表示。
熵是一个状态函数，和系统的状态有关，而与系统的具体路径无关。
在无机材料的热力学性质研究中，熵常用于描述材料的有序程度和热稳定性。
2. 焓（Enthalpy）：焓是系统在常压下的内能和对外界做的功之和，通常用符号H 表示。
焓变（ΔH）是指系统在一定条件下的焓的变化量，是研究无机材料热反应的重要参数。
3. 自由能（Free Energy）：自由能是系统能量在恒温恒压的条件下的变化量，通常用符号 G 表示。
自由能变化（ΔG）对于无机材料的相变和反应性有着重要的指导意义。
二、无机材料的热力学性质研究方法无机材料的热力学性质研究方法主要包括实验方法和计算方法。
实验方法包括热容法、差示扫描量热法、热重—差示扫描量热法等；计算方法主要包括分子模拟、密度泛函理论等。
1. 实验方法（1）热容法：热容法是通过测量材料在恒定温度和压力下的热容来研究其热力学性质。
通过测量材料在不同温度下的热容，可以得到材料的热稳定性和热膨胀性等信息。
（2）差示扫描量热法：差示扫描量热法是通过比较样品和参比物的热量差异来研究材料的热力学性质。
通过差示扫描量热法可以测量材料的热变化、热反应和相变等热力学参数。
（3）热重—差示扫描量热法：热重—差示扫描量热法是通过测量样品的质量和温度随时间变化的关系来研究材料的热力学性质。
通过热重—差示扫描量热法可以得到材料的热分解、热反应动力学和热稳定性等信息。
2. 计算方法（1）分子模拟：分子模拟是通过计算机模拟分子和材料的结构和性质来研究其热力学性质。
无机材料的热学性能-第1讲
dV
西南科技大学
第三章 无机材料的热学性能
固体或液体：T↑，体积变化小，因此：
C P CV
高温时，固体或液体的Cp与Cv的差别较大！
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第三章 无机材料的热学性能
2、固体的经典热容理论
（1）元素的热容定律——杜隆一珀替定律
恒压下，元素的原子热容为： C
P
25 J /( k mol )
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第三章 无机材料的热学性能
3、简谐振动 简谐振动：物体在跟偏离平衡位置的位移大小成正 比、方向总是指向平衡位置的回复力作用下的振动 ；或物体的运动参量（位移、速度、加速度）随时 间按正弦或余弦规律变化的振动。
X A co s( 2 t / T )
式中：X为位移；A为振幅，即 质点离开平衡位置时 (x=0) 的最 大位移绝对值；t为时间；T为 (2 简谐振动的周期； t / T ) 为简 谐振动的位相。
彩电等多种电路中广泛应用的大功率管，其底部 的有机绝缘片，为了散热而要求具有良好的热导性。
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第三章 无机材料的热学性能
3.1 热学性能的物理基础
1、热性能的物理本质
升华 热容 晶格热振动 热膨胀 熔化 热稳定性
热传 导
热性能的物理本质:晶格热振动
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第三章 无机材料的热学性能
h
0
2
1
E
低温区：
hv
0
1
kT
C
v
e
kT
2
1
h kT
0
h 0 3R kT
e
低温区域，CV值按指数规律随温度T而变化，而 不是从实验中得出的按T3变化的规律。 忽略了各格波的频率差别，其假设过于简化。
《实用无机物热力学数据手册》
《实用无机物热力学数据手册》一、绪论热力学作为物理学的一个重要分支，其核心目标在于量化和预测物质系统在各种物理及化学过程中的能量转换与物质分布规律。
在科学研究、工程技术乃至工业生产等诸多领域中，准确且全面的热力学数据对于理解和优化各类无机物体系的行为至关重要。
《实用无机物热力学数据手册》正是以此需求为导向，精心编纂而成的一部专业参考文献，旨在为科研人员、工程师及学生提供一个权威、详实且便于使用的无机物热力学数据资源库。
本手册聚焦于无机物体系，是因为无机物广泛存在于地球的自然环境、工业原料、能源开发、材料科学以及环境保护等众多场景中，其热力学性质直接影响着这些领域的理论研究、工艺设计及过程控制。
无机物的热力学数据涵盖了诸如标准生成焓、标准熵、标准吉布斯自由能、溶解度、反应平衡常数、相变热、电化学势等关键参数，这些数据不仅是理解无机物质基本特性的基础，更是计算复杂多相反应过程、设计高效分离与转化工艺、评估环境行为与稳定性以及进行材料性能预测的关键依据。
编写《实用无机物热力学数据手册》的初衷在于填补现有文献资料中对无机物热力学数据整合与更新的空白。
随着实验技术的进步和理论计算方法的发展，热力学数据的精度与覆盖范围持续提升，新的无机化合物不断被合成并表征，旧的数据需要修订以反映最新的研究成果。
本手册力求汇集最前沿、最可靠的无机物热力学数据，通过严谨的筛选与校验流程，确保所收录数据的科学性和准确性。
同时，手册采用系统化的组织结构，便于用户快速定位所需信息，并辅以清晰的解释和示例，帮助读者正确理解和应用这些数据。
《实用无机物热力学数据手册》还注重数据的实际应用价值，不仅提供静态的数值列表，更结合实际应用场景，阐述数据背后的物理意义以及在工程实践中的具体应用方法。
例如，手册可能包含如何利用热力学数据预测无机盐水溶液的配比极限、计算矿物在不同温度和压力下的稳定区域、设计无机材料合成路线、评估污染物在环境介质中的迁移转化趋势等实用案例，使读者能够将理论知识转化为解决实际问题的能力。
《无机材料物理性能》课后习题答案解析
课后习题《材料物理性能》第一章材料的力学性能1-1一圆杆的直径为2.5 mm 、长度为25cm 并受到4500N 的轴向拉力，若直径拉细至 2.4mm ，且拉伸变形后圆杆的体积不变,求在此拉力下的真应力、真应变、名义应力和名义应变，并比较讨论这些计算结果。
解：由计算结果可知：真应力大于名义应力，真应变小于名义应变。
1-5一陶瓷含体积百分比为95%的Al 2O 3 (E = 380 GPa)和5%的玻璃相(E = 84 GPa)，试计算其上限和下限弹性模量。
若该陶瓷含有5 %的气孔，再估算其上限和下限弹性模量。
解：令E 1=380GPa,E 2=84GPa,V 1=0.95,V 2=0.05。
则有当该陶瓷含有5%的气孔时，将P=0.05代入经验计算公式E=E 0(1-1.9P+0.9P 2)可得，其上、下限弹性模量分别变为331.3 GPa 和293.1 GPa 。
0816.04.25.2ln ln ln 22001====A A l l T ε真应变)(91710909.4450060MPa A F =⨯==-σ名义应力0851.0100=-=∆=A A l l ε名义应变)(99510524.445006MPa A F T =⨯==-σ真应力)(2.36505.08495.03802211GPa V E V E E H =⨯+⨯=+=上限弹性模量)(1.323)8405.038095.0()(112211GPa E V E V E L =+=+=--下限弹性模量1-11一圆柱形Al 2O 3晶体受轴向拉力F ，若其临界抗剪强度τf 为135 MPa,求沿图中所示之方向的滑移系统产生滑移时需要的最小拉力值，并求滑移面的法向应力。
解：1-6试分别画出应力松弛和应变蠕变与时间的关系示意图，并算出t = 0,t = ∞ 和t = τ时的纵坐标表达式。
解：Maxwell 模型可以较好地模拟应力松弛过程：Voigt 模型可以较好地模拟应变蠕变过程：).1()()(0)0()1)(()1()(10//0----==∞=-∞=-=e EEe e Et t t στεσεεεσεττ；；则有：其蠕变曲线方程为：./)0()(;0)();0()0((0)e (t)-t/e στσσσσσστ==∞==则有：：其应力松弛曲线方程为0123450.00.20.40.60.81.0σ(t )/σ(0)t/τ应力松弛曲线0123450.00.20.40.60.81.0ε(t )/ε(∞)t/τ应变蠕变曲线)(112)(1012.160cos /0015.060cos 1017.3)(1017.360cos 53cos 0015.060cos 0015.053cos 82332min 2MPa Pa N F F f =⨯=︒︒⨯⨯=⨯=︒⨯︒⨯=⇒︒⨯︒=πσπτπτ：此拉力下的法向应力为为：系统的剪切强度可表示由题意得图示方向滑移以上两种模型所描述的是最简单的情况，事实上由于材料力学性能的复杂性，我们会用到用多个弹簧和多个黏壶通过串并联组合而成的复杂模型。
第5章 材料的热学性质
p
(Q / T ) p (H / T ) p
C v (Q / T ) v (E / T ) p
f D ( D / T ) 1
5.1.2德拜的比热模型
f 为德拜热容函数，θ =hvmax/k称为德拜温度， C 则德拜热容的表达式 3 Nkf ( / T ) 3 Rf ( / T )
（或点阵波），晶格波是多频率振动的组合波。
2）晶格波的能量是量子化的。对于晶格波中频率 很小的波，其能量称为声子，声子是点阵波能量 的最小单位。晶格波的能量必然是单个声子能量
的整数倍。声子能量与晶格波频率ν有关，
E 声子 h
3）对于晶格波中频率很高的振动，其频率达到红
外光区，称其为光频支振动，光频支振动可以吸
D D
v D D D D
（1）当晶体处于较高温度时， kT远大于 hv ,德拜热容函数 f D ( D / T ) 1
max
C v , m 3 Rf
D
3 R 24 . 9 J /( mol K )
D
（2）当晶体处于低温时，T远小于θ ,取 θ /T→∞，则： 12
D
4
C v ,m
2）热扩散和热阻
热扩散率 α 它的物理意义是与不稳定导热 过程相联系的。
T t
dc
p
T
2
x
2
dc
p
热阻R 其中Ф为热流量。 1/R 为热导。
R
T
5.3.2材料热传导的微观机制
1）晶格振动以弹性波的形式，在固体内部通过晶 格振动的相互影响而传播，我们称之为晶格波
v ,m
3 v ,m
材料物理性能第二章 材料的热学性能
原因：忽略振子之间的频率差别 忽略振子之间的相互作用 忽略低频的作用
2．德拜比热模型
德拜考虑了晶体中原子的相互作用，把晶体中原 子振动看成各向同性连续介质的弹性波，振动能量 量子化并假定原子振动频率不同，在0~ωD之间连续 分布。 式中，
＝德拜特征温度
＝德拜比热函数，
其中,
由上式可以得到如下的结论： • （1）当温度较高时，即， 即杜隆—珀替定律。 • （2）当温度很低时，即
度θD时，
低于θD时，CV~T3成正比，不同材
料θD也不同。例如，石墨θD=1973K，BeO 的θD =1173K，
Al2O3的θD=923K。
不同温度下某些陶瓷材料的热容
上图是几种材料的热容-温度曲线。这些材料的θD 约为熔点（热力学温度）的0.2-0.5倍。对于绝大多数 氧化物、碳化物，热容都是从低温时的一个低的数值 增加到1273K左右的近似于25J/K·mol的数值。温度进 一步增加，热容基本上没有什么变化。图中几条曲线 不仅形状相似，而且数值也很接近。
， ，计算得
这表明当T→0时，CV与T3成正
比并趋于0，这就是德拜T3定律，
它与实验结果十分吻合，温度越低，近似越好。说明低温时固体温度升高 吸收能量主要用于原子振动加剧。但T趋于ok时，热容和实验不符。原因： 忽略晶体的各向异性，忽略高频对热容的贡献。
四、材料的热容
1、无机材料的热容：根据德拜热容理论，在高于德拜温
P
－T
S T
V
V
＝T
S V
T
V T
P
＝T
P T
V
V T
P＝－T
材料的热学性能
（根据热容定义）：
Cv=3NAk=3R≈25 J.K-1.mol-1
R=8.314J/K.mol, k-玻尔兹曼常数.
此热容不取决于振子的β与m，也与温度无关。这就是杜隆-珀替
定律。
（2）晶态固体热容的量子理论与德拜(Debye)T3回顾
或离子）总是围绕着平衡位置作微小振动，
称之晶体热振动。
温度体现了晶格热振动的剧烈程度，相同条件
下，晶格振动越剧烈，温度越高。
振动在晶体中的传播——波
２、格波
材料中所有质点的晶格振动以弹性波的形式在整
个材料内传播，这种存在于晶格中的波叫做格波。
格波是多频率振动的组合波。
3、声频支振动
如果振动着的质点中包含频率甚低的格波，质点彼
爱因斯坦模型近似
该模型假定：每个振子都是独立的振子，原子之间彼
此无关，每个振子振动的角频率相同
h
Cv3Nkfe
kT
h
fe
kT
爱斯坦比热函数，选取适当的ω，可
使理论上的Cv与实验的吻合。
令
h
E
k
E
Cv 3Rfe
T
θe称为爱因斯坦温度
德拜理论在低温下也不完全符合事实。主要原因是
德拜模型把晶体看成是连续介质，这对于原子振动
频率较高部分不适用；而对于金属材料，在温度很
低时，自由电子对热容的贡献亦不可忽略。
注：以上有关热容的量子理论适用于原子晶体和一
部分较简单的离子晶体。
热容的本质：
反映晶体受热后激发出的晶格波与温度的关系；
无机非金属材料的性能分析
其他物理与化学性能
三、能带理论
晶体中，由于原子之间的相互作用，原子中 的能级将“展开”，电子也可以从一个原子移 到另一个原子上，从而不断的在晶体中运动。 电子的这种运动叫做共有化。其能量是量子化 的，每个能级只能容纳两个自旋方向相反的电 子。由于晶体中电子能级间的间隙很小，可以 把能级分布看成是准连续的，称为能带。
-
ε r称相对介电常数。
其他物理与化学性能
其他物理与化学性能
其他物理与化学性能
• 研究材料磁性的最基本的任务是确定材料的磁化 强度M与外磁场强度H和温度T的关系，在一定 温度下，定义：M＝χH • χ称为物质的磁化率，即单位外磁场强度下材 料的磁化强度。它的大小反映了物质磁化的难易 程度，是材料的一个重要的磁参数。同时，它也 是物质磁性分类的主要依据。
滞弹性：是指在弹性范围内出现的非弹性 现象。应变不仅与应力有关，而且与时间 有关。
•
弹性变形
蠕变：固体材料在恒定荷载下，变形随时间延续而缓 慢增加的不平衡过程，或材料受力后内部原子由不平 衡到平衡的过程。当外力除去后，蠕变变形不能立即 消失。 例如：沥青、水泥混凝土、玻璃和各种金属等在持续 外力作用下，除初始弹性变形外，都会出现不同程度 的随时间延续而发展的缓慢变形（蠕变）。
材料的断裂
为何断裂强度 的理论值与实 际值差别如此 之大？
材料的断裂
材料的断裂
• 无机非金属材料缺陷，萌生出微裂纹；
• 微裂纹应力集中，微裂纹扩展。
第二章 无机非金属材料的 性能
第三节 其他物理与化学性能
介电陶瓷
锂离子电池
快离子导体
吸铁石
收音机喇叭
收音机喇叭上的吸铁石 不是铁磁体！
车窗玻璃
第三章 无机材料热学性能
热容在高于德拜 温度后，趋于一 个常熟（1273k)
3. 与结构的关系
1）结构紧密的晶体，膨胀系数较大。无定形的 玻璃，则往往有较小的膨胀系数。
2）温度变化时引发晶型转换，也会引起体积变 化。当温度从室温升高到1000℃以上时，氧化 锆晶体从室温的单斜晶型转变为四方晶型，发生 了4％的体积收缩。
2.不稳定传热规律： T 2T t Cp x2
物质种类
纯金属 金属合金 液态金属 非金属固体 非金属液体 绝热材料 气体
热导率（W/(m·K) 100～1400 50~500 30~300 0.05~50 0.5~5 0.05~1 0.005~0.5
固体材料热传导机理
气体热传导：质点间的直接碰撞来传递热能。 金属热传导：大量的自由电子运动来实现。晶格
E Cv ( T )V 3R 25J /(K mol)
热容的量子理论
要点：固体晶格振动的能量是量子化的，角频率为
ωi的谐振子的振动能量Ei为（略去零点能）：
Ei n i
利用玻尔兹曼统计理论，得到温度T时平均能量为：
Ei
i
ei kT 1
则具有N个原子且每个原子有3个自由度的1摩尔固体 的平均能量为：
E
3N i 1
i
ei kT 1
只要知道ω，就可求出Cv。
爱因斯坦模型
假设晶体的原子振动相互独立 3N个振动模频率 一样， 1 2 3N E
ωE为爱因斯坦频率，
E
E
kB
为爱因斯坦温度
比热容简化为：
CV
3NkB
(
E T
)2
exp(E / T ) exp(E / T 1)2
讨论上式：T E , CV 3NK
无机材料的热学性能 热容
经验定律 A. 杜隆·伯替定律－Dulong-petit
把气体分子的热容理论直接应用于固体，利用经 典的统计力学处理计算：如果晶体有N个原子，那么 总的平均能量就是：
杜隆·伯替定律 不考虑原子之间的相互作用
那么mol热容就是：
即光学波对热容的贡献可
以忽略. 也就是说, 在甚低温下, 不考虑光学波对
热容的贡献是合理的.
从声子能量来说, 光学波声子的能量
很
大(大于短声学波声子的能量), 它对应振幅很大的
格波的振动, 这种振动只有温度很高时才能得到
激发.
因此, 在甚低温下, 晶体中不存在光学波.
在低温下, 德拜模型为什么与实验相符?
也就是说 没考虑声学波对热容的贡献，是爱因斯坦模 型在低温下与实验存在偏差的根源.
影响热容的因素： 1. 温度对热容的影响
高于德拜温度时，热容趋于常数，低于德拜温度时， 与(T / D)3成正比。 2. 键强、弹性模量、熔点的影响 德拜温度约为熔点的0.2—0.5倍。
3. 合金组份的影响 单个元素在合金中的热容和纯物质中一样，合金热 容等于每个组成元素与质量百分比的乘积之和
3. 无机材料的热容对材料的结构不敏感. 相变时，由于热量不连续变化，热容出现突变。
根据热容选材：
材料升高一度，需吸收的热量不 同，吸收热量小，热损耗小，同 一组成，质量不同热容也不同， 质量轻，热容小。
对于隔热材料，需使用轻质隔热 砖，便于炉体迅速升温，同时降 低热量损耗。
影响金属热容的因素
1. 自由电子对金属材料热容的贡献:
多孔材料质量轻， 体积热容小。例： 硅藻土，泡沫刚
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三、无机材料的热传导
[1] 相关概念
固体材料中，垂直于x轴方向的截面积为ΔS，沿x 轴方向的温度变化率为dT/dx，在Δt时间内沿x轴方 向传过的的热量为ΔQ，则有
Q dT St
dx
712.3 364.5 301.7
熔点(oC)
3500 1415 232
l(×10-6)
2.5 3.5 5.3
二、无机材料的热膨胀
[3]热膨胀与其它材料性质的关系
[A] 化 学 键 型 [B] 结合能、熔点
1、受热→晶格振动加剧→引 起体积膨胀(l )
2、热容是升高单位温度所需 要的能量
两者具有相似的规律
理想气体的导热公式为 1 Cvl
3
式中，Ｃ为气体容积热容，v为气体分子的平均速度，l为气体分子的平
均自由度。
参考气体热传导是气体分子（质点）碰撞的结果，可以建立 相应的声子碰撞的数学表达式。
对于晶体来说，Ｃ是声子的热容，v为声子的速度，l为声子
的平均自由度。 C在高温时，接近常数，在低温时它随T3变化；声速v 为一常
撞频率越高，则声子的平
均自由程越短，热导率越
小。
1 Cvl
3
三、无机材料的热传导
[2] 声子的热传导机理 (2) 声子散射机构—点缺陷的散射 散射强弱与点缺陷的大小和声子的波长相对大小有关。
[2] 声子的热传导机理 (1) 声子散射机构—声子的碰撞过程
q1 ，q2相当大时，Kn 0， 碰撞后，发生方向反转，从 而破坏了热流方向产生较大 的热阻。
三、无机材料的热传导
[2] 声子的热传导机理
(1) 声子散射机构—声子的碰撞过程
１
声子碰撞的几率：
３
exp(-D/2T)
２
即温度越高，声子间的碰
二、无机材料的热膨胀
[3]热膨胀与其它材料性质的关系
[A] 化 学 键 型 [B] 结合能、熔点
结合力强，势能曲线深而狭窄，升 高同样的温度，质点振幅增加的较 少，热膨胀系数小。
[C单]质温材度料、热容 ro
(10-10m)
金刚石
1.54
[D] 晶硅 体 结 构2.35
锡
5.3
结合能 ×103J/mol
三、无机材料的热传导
热传递的三种方式
热传导：由于大量分子、原子等相互碰撞，使物体的内能从温 度较高部分传至较低部分的过程。热传导是固体热传递的主要 方式。
对流：靠液体或气体的流动，使内能从温度较高部分传至较低 部分的过程。对流是液体和气体热传递的主要方式。
热辐射：指受热物体以电磁辐射的形式向外界发射并传送能量 的过程。物体温度越高，辐射越强。
无机材料物理性能
主讲教师：李志成
Materials Chemistry School of Materials Science & Engineering Central South University
无机材料的热学性能
无机材料的热容 无机材料的热膨胀 无机材料的热传导 无机材料的热稳定性
三、无机材料的热传导
[2] 声子的热传导机理
根据量子理论，晶格振动的能量是量子化的，晶格振 动的“量子”常称为“声子”。
这样，把晶格振动的格波与物质的相互作用就可理解 为声子与物质的碰撞。 格波在晶体中的散射过程就可理解为声子与声子、声 子与晶界、声子与点缺陷的碰撞过程。
三、无机材料的热传导
[2] 声子的热传导机理
晶体的各向异性，各层间的 结合力不同引起热膨胀不同
三、无机材料的热传导
不同的陶瓷材料在导热性能上可以有很大的差别（绝 热体、导热体）。
同一物体中，不同区域温度，内能不同，热运动激烈 程度也不同，将会发生热的传输、能量转移。
在热能工程、制热技术、工业炉窑设计、工件加热与 冷却、汽轮机叶片散热、航天器隔热、电子元器件的 隔热与散热等一系列技术领域中，材料的导热性能都 是一个重要的问题。
r0
二、无机材料的热膨胀
[3]热膨胀与其它材料性质的关系
[A] 化 学 键 型 [B] 结合能、熔点
势能曲线的不对称程度越高，热膨胀越 大。离子键势能曲线的对称性比共键键 的势能曲线差，所以随着物质中离子键 性的增加，膨胀系数也增加。
[C] 温度、热容
另一方面，化学键的键强越大，膨胀系 数越小。
[D] 晶 体 结 构
光的散射
三、无机材料的热传导
[2] 声子的热传导机理 (1) 声子散射机构—声子的碰撞过程
ħ q1 + ħ q2 =ħ q3+ħKn
或 ħ q1 + ħ q2－ ħKn =ħ q3
当 Kn =0
１ ３
形成新声子的动量方向和原来
两个声子的方向相一致，此时
２
无多大的热阻。 （理想状态）
三、无机材料的热传导
数。主要讨论影响声子的自由程 l 的因素。
三、无机材料的热传导
[2] 声子的热传导机理 (1) 声子散射机构—声子的碰撞过程
散射（Scattering）： 分子或原 子相互接近时，由于双方具有 很强的相互斥力，迫使它们在 接触前就偏离了原来的运动方 向而分开，这通常称为“散 射”。散射是指由传播介质的 不均匀性引起的传播方向改变、 向不同方向进行的现象。
[C] 温度、热容 [D] 晶 体 结 构
ห้องสมุดไป่ตู้
l
T /oC
两者具有相近的变化趋势
二、无机材料的热膨胀
[3]热膨胀与其它材料性质的关系
[A] 化 学 键 型
[B] 结合能、熔点 [C] 温度、热容 [D] 晶 体 结 构
温度变化时发生晶相转变， 引起体积膨胀。
结构紧密的固体，膨胀系数 大，反之，膨胀系数小。
式中，λ为比例常数（热导率），dT/dx为x方向上的温度梯度，负号表 示传递的热量与温度梯度具有相反的符号。
热导率的物理意义：单位时间内通过单位横截面积的 热量，单位W/(m·K)或J/(m·s·K)
三、无机材料的热传导
[1] 相关概念
气体：分子碰撞实现传热 金属：主要以自由电子运动实现传热 非金属：主要以晶格振动传热
难点与重点：热容及其量子理论模型， 热膨胀机理及影响热膨胀的因素， 热传导与声子，影响热传导的因素。
二、无机材料的热膨胀
[2] 热膨胀机理
热膨胀的本质是点阵结构 中的质点间平均距离的变 化。
用非简谐振动理论解释热
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膨胀机理。利用在相邻原
子之间存在非简谐力时，
实际原子间的作用力并不
简单与位移成正比。