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实际中,如果温度只略微低于理想的热力学凝固点(熔点),液体往往不凝固;同时,液体凝固时,往往是一部分液体先凝固,随后凝固的部分逐渐长大,直至液体完全凝固(又称形核-长大过程)。
此类现象需要更细致的热力学-动力学理论来解释。以下简要介绍液体结晶的经典形核理论。
相较于热力学平衡态的 “处处相同、均匀”,液体动力学模型提出了一个更 “动态” 的液体微观模型。从结构上看,液体中存在时聚时散的小原子团(晶胚);从能量上看,液体中的能量分布不是完全均匀的,液体中每个小区域的能量总是在微小范围内不断浮动、“涨落”;从成分看,某区域内各组分的浓度也是不断浮动的。在一些教材中,这些动力学现象被归纳为 “三大起伏”,即结构起伏、能量起伏与成分起伏。
均匀形核理论假定固体晶胚直接从均匀液体中产生。与理想情况不同的是,实际凝固过程中需要考虑固-液相界面的阻碍作用:液体凝固时,虽然液-固相变降低了体积自由能,但新产生的相界面又提高了表面自由能,二者间存在竞争。
假设由于结构、能量起伏,液体中已形成一半径为 r 的球形固体晶胚。前后总自由能变化:
随后,系统将自发发生减少总自由能的过程。如图 4 所示,只有当晶胚的初始半径 r 大于某个半径时,自由能减少的方向才是晶胚自发长大的方向,否则晶胚将自发衰亡。此半径称为临界形核半径。
为求解临界形核半径,对式 1 求导,并令 $ \frac{\mathrm{d}{\Delta G}}{\mathrm{d}{r}} = 0$。解得
根据液体理论,当温度降低、过冷度升高时,液体中能自发形成的晶胚也就越大。因此,存在一个临界过冷度 $\Delta T^*$,只有过冷度高于临界过冷度时,液体中自发形成的晶胚半径才会大于临界形核半径、液体才会开始凝固。
根据式 1 与图 4 ,晶胚即使达到了临界形核半径,也仍有 $\Delta G > 0$。这仍需额外的功 $W=\Delta G$,称为形核功。在均匀形核中,这部分能量来自于成分起伏。
当晶核半径等于临界形核半径 $r=r_k$ 时,所需的形核功最大,称为临界形核功 A。可证明,此时 $A=\frac{1}{3}\Delta G_S=\frac{4}{3}\pi r_k^2 \gamma$。由于 $r_k$ 随过冷度增高而减小,因此形核功也随过冷度增高而减小。
那么,过冷液体中晶核的形成速率与过冷度有关吗?以下以形核率表示晶核的形成速率,形核率即为单位体积、时间内液体中产生的晶核数量。
一方面,随过冷度升高(温度降低),形核功降低,这有利于形核;但另一方面,随过冷度升高,原子从液相到固相的短程扩散被抑制,这不利于形核。如图 7 所示,这对矛盾使形核率随过冷度升高而先快后慢。用 Arrhenius 公式可以表示为 $$N \propto \mathrm{e} ^{-\frac{\Delta G}{kT}} \mathrm{e} ^{-\frac{Q}{kT}}$$ 其中 N 是形核率,$\Delta G$ 是形核功,Q 是原子扩散的激活能。
对于纯金属的凝固等简单的液-固相变过程,在过冷度足够高前,凝固速度已足够快、液体已完全凝固,因此形核率不体现下降。
非均匀形核理论假定晶胚从容器表面、液体中的杂质处产生。
可以发现,非均匀形核所需的临界过冷度(一般小 10 倍)、临界形核功更小,因而往往是实际中主要的形核过程。
尽管本文的介绍主要基于液体凝固的例子,但不少结论、思想可以被推广至其他基于形核-长大机制的相变过程,例如固态相变过程。
1. ^ 本文参考了刘智恩的《材料科学基础》与 Callister 的 Material Science and Engineering An Introduction
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
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