大學熱學知識點總結

1、名師整理精華知識點熱學復習大綱等溫壓縮系數(shù) Kt M-1 fVV dP體膨脹系數(shù)二丄（巴）V dT壓強系數(shù)：v J （蟲）Vp dT線膨脹系數(shù):=1（dL）p通常:V =3:-l dT熱力學第零定律：在不受外界影響的情況下，只要A和B同時與C處于熱平衡，即使B沒有接觸，它們?nèi)匀惶幱跓崞胶鉅顟B(tài)，這種規(guī)律被稱為熱力學第零定律。1)選擇某種測溫物質，確定它的測溫屬性；經(jīng)驗溫標二要素：J2）選定固定點；3)進行分度，即對測溫屬性隨溫度的變化關系作出規(guī)定。經(jīng)驗溫標：理想氣體溫標、華氏溫標、蘭氏溫標、攝氏溫標（熱力學溫標是國際實用溫標不是經(jīng)驗溫標）理想氣體物態(tài)方程PV=；RT二恒量TRTp = nkTP0

2、V0R= =8.31 J/mol K To»M = Nm, M m = N AmR_23k=1.38X10 J / KNan為單位體積內(nèi)的數(shù)密度Na =6.02 1023 個 /mol理想氣體微觀模型1分子本身線度比起分子間距小得多而可忽略不計23洛喜密脫常數(shù)：no6.02m ° = 2.7 1025 m22.4X10標準狀態(tài)下分子間平均11 3L =（）3n。距離：113_9=(25)3m =3.310 m2.7 10251 1氫分子半徑3 3 3M m 3-10r =()3 =()3 =2.4 10 m'4 兀 n'4 兀 PNa2、除碰撞一瞬間外，分子

3、間互作用力可忽略不計。分子在兩次碰撞之間作自由的勻速直線 運動；3、處于平衡態(tài)的理想氣體，分子之間及分子與器壁間的碰撞是完全彈性碰撞；4、分子的運動遵從經(jīng)典力學的規(guī)律 :在常溫下，壓強在數(shù)個大氣壓以下的氣體，一般都能 很好地滿足理想氣體方程。處于平衡態(tài)的氣體均具有分子混沌性單位時間內(nèi)碰在單位面積器壁上的平均分子數(shù)名師整理精華知識點nAt時間內(nèi)碰在 AA面積器壁上的平均分子數(shù)N = Avt丄6單位時間碰在單位面積器壁上的平均分子數(shù)NAtnv以后可用較嚴密的方法得到二巴42 -統(tǒng)計關系式n rp = n 名 k3k壓強的物理意義微觀量的統(tǒng)計平均值1 2分子平均平動動能 ；=2理想氣體物態(tài)方程的另

4、一種形式p = nkTRk二兀十8 10JK，k為玻爾茲曼常數(shù)溫度的微觀意義JmV2 亠絕對溫度是分子熱運動劇烈程度的度量是分子雜亂無章熱運動的平均平動動能，它不包括整體定向運動動能。 粒子的平均熱運動動能與粒子質量無關，而僅與溫度有關氣體分子的均方根速率"僖=抨=閉范德瓦耳斯方程1分子固有體積修正Vm或 P=-PVm b2、分子吸引力修正P Pi 二 P內(nèi)P內(nèi) (Vm -b)二 RT(考慮 1mol氣體)PPi =RTVm -b人Pi =單位時間內(nèi)碰撞在單位面積上平均分子數(shù)6名師整理精華知識點k = Kn,p1nv Kn =(山)23Vm v (亠aVm范德瓦耳斯方程：(P a2

5、)(Vm -b)二 RT,(1mol范氏氣體) V m若氣體質量為 m,體積為V,則范氏方程為:p (竺)2(2)】V -(工冋RTMm V2MmMm平均值運算法則設f (u)是隨機變量u的函數(shù)，則f (u) - g(u)二f(u) g(u)若c為常數(shù)，則 cf(u) =cf(u)若隨機變量u和隨機變量v相互統(tǒng)計獨立。又f (u)是u的某一函數(shù)，g(v)是v的另一函數(shù)，貝Uf (u)g(v)二f(u) g(v)n應該注意到，以上討論的各種概率都是歸一化的，即為工P = 1i=1隨機變量會偏離平均值，即 ui = ui u一般其偏離值的平均值為零，但均方偏差不為零。( = u)2 二 u2 -2

6、uu (u)2 二 u2 -2u u (u)2 二 u2 -(u)2(u)2 _0定義相對均方根偏差u2 _(u)2f (v)二dNNdv=(u)rms當u所有值都等于相同值時，(厶u) rms二0可見相對均方根偏差表示了隨機變量在平均值附近分散開的程度，也稱為漲落、散度或散差。氣體分子的速率分布律： 處于一定溫度下的氣體， 分布在速率v附近的單位速率間隔內(nèi)的分 子數(shù)占總分子數(shù)的百分比只是速率v的函數(shù)，稱為速率分布函數(shù)。理解分布函數(shù)的幾個要點：1. 條件：一定溫度(平衡態(tài))和確定的氣體系統(tǒng)，T和m是一定的;2. 范圍：(速率v附近的)單位速率間隔，所以要除以dv ；3. 數(shù)學形式：(分子數(shù)的)

7、比例，局域分子數(shù)與總分子數(shù)之比。物理意義：速率在v附近，單位速率區(qū)間的分子數(shù)占總分子數(shù)的概率，或概率密度。dNf(v)dv表示速率分布在 v > v dv內(nèi)的分子數(shù)占總分子數(shù)的概率;Nv2dN一= f (v)dv表示速率分布在 v, r v2內(nèi)的分子數(shù)占總分子數(shù)的概率；n dN )N=o f v d = 1 (歸一化條件)麥克斯韋速率分布律1. 速率在v > v dv區(qū)間的分子數(shù)，占總分子數(shù)的百分比dNNm迄=4兀I e(2詠T丿mv22kTv2dv2. 平衡態(tài)一一麥克斯韋速率分布函數(shù)mv23f vi=4 二|2e 2kT<2：kT 丿最概然速率vp 二 2kT = 2RT

8、1.41 kT m V MV m氣體在一定溫度下分布在最概然速率vp附近單位速率間隔內(nèi)的相對分子數(shù)最多。2kT2kTvp平均速率方均根速率mvp0 vf(v)dv 0QO=v2f (v)dv0重力場中粒子按高度分布：重力場中，氣體分子作非均勻分布，分子數(shù)隨高度按指數(shù)減小。M mghP 二 PoeRTmgh二 Poe kTp=nkTpo=nokT_mgh口丁n 二 rn)e kT 取對數(shù) h =In 衛(wèi)0Mmg p測定大氣壓隨高度的減小，可判斷上升的高度玻爾茲曼分布律：若分子在力場中運動，在麥克斯韋分布律的指數(shù)項即包含分子的動能，還 應包含勢能。；=k ;p速度介于Vxr Vx dVx Vy.

9、Vy - dvy v Vz dVz內(nèi)的分子數(shù)為:dN =n03（m 2I e<2ikT 丿kT dvxdvydvzdxdydz上式稱為玻爾茲曼分子按能量分布律no表示在勢能；p為零處單位體積內(nèi)具有各種速度的分子總數(shù)上式對所有可能的速度積分32 _ ki e kTdVxdVydVz = 1 <2rkT 丿理想氣體的熱容1.熱容：系統(tǒng)從外界吸收熱量dQ，使系統(tǒng)溫度升高dT ,則系統(tǒng)的熱容量為c嚴dTC2.摩爾熱容CdQdT每mol物質C3.比熱容 c =一mdQm dT單位質量物質4.定壓摩爾熱容量C P,m1一(dTdQ)p5.定容摩爾熱容量CV ,m平)VdT理想氣體的內(nèi)能U 二

10、k NarT kNA = R理想氣體（理想氣體的內(nèi)能是溫度的單值函數(shù) 氣體的遷移現(xiàn)象 系統(tǒng)各部分的物理性質，如流速、溫度或密度不均勻時, 牛頓黏性定律速度梯度=U1U1AyAy也 u d u limy°L y d y內(nèi)能動能-2rtE十 2kT系統(tǒng)處于非平衡態(tài)。（輸運過程）粘滯定律rl 11-一 A 為粘度（粘性系數(shù)）dy粘度與流體本身性質有關名師整理精華知識點dU 二(Pi - P2 )rdr 2 L0-du =uRrdrru(r)=衛(wèi)匸衛(wèi)MR2-r2)dQV =u(r)dS =u(r)2rdr( pi - 卩2)2 LR 220 (R -r )rdrdVdtji8pi - p2L

11、對水平直圓管有如下關系:dVdt8 L叫泊蕭葉定律溫度 /液體n'f=H，A 滿足y = 0處v = 0的流體叫牛頓流體氣體ny切向動量流密度動量流密度：Jp =竺/人,蟲為動量流p dt dtdu dz其速度梯度與互相垂直的粘性力間不呈線性函數(shù)關系，如血液、泥漿等 非牛頓流體 其粘性系數(shù)會隨時間而 變的，如:油漆等凝膠物質對形變具有部分彈性恢復作用，如瀝青等彈性物質泊蕭葉定律dV體積流率頁“V :單位時間內(nèi)流過管道截面上的流體體積。r =0時u最大，r R Vr 0壓力差：2g - P2)二 r粘滯阻力加duf = 2-rL - dr定常流動菲克定律:Jndz在一維（如z方向擴散的）

12、粒子流密度JN與粒子數(shù)密度梯度成正比。dz式中負號表示粒子向粒子數(shù)密度減少的方向擴散，若與擴散方向垂直的流體截面上的JN處dT及橫截面積A成正比dz，負號表示熱量從溫度較咼處流向處相等，則：J N乘分子質量與截面面積，即可得到單位時間擴散總質量。傅立葉定律：熱流 Q（單位時間內(nèi)通過的熱量）與溫度梯度則 Q - - dT Adz其中比例系數(shù)稱為熱導系數(shù),其單位為W m J K J溫度較低處rlT若設熱流密度為 JT ,則：JT =TTdz熱歐姆定律把溫度差 T稱為“溫壓差”（以- Ut表示，其下角T表示“熱”,下同）,把熱流Q以It 表示， 則可把一根長為 L、截面積為 A的均勻棒達到穩(wěn)態(tài)傳熱時

13、的傅里葉定律改寫為小 亠LlT = k 一 A 或 AUtI T = Rr I TLkAII1其中Rt二一丄而pt二一稱為熱阻率kA Ak牛頓冷卻定律對固體熱源，當它與周圍媒體的溫度差不太大時，單位時間內(nèi)熱源向周圍傳遞的熱量Q為：Q二hA（T -T0）To為環(huán)境溫度，T為熱源溫度， A為熱源表面積，h為熱適應系數(shù)。平均碰撞頻率Z一個分子單位時間內(nèi)和其它分子碰撞的平均次數(shù)，稱為分子的平均碰撞頻率。假設:每個分子都可以看成直徑為 d的彈性小球，分子間的碰撞為完全彈性碰撞。大量分子 中，只有被考察的特定分子A以平均速率u運動，其它分子都看作靜止不動。單位時間內(nèi)與分子 A發(fā)生碰撞的分子數(shù)為n nd2U

14、平均碰撞頻率為 Z =nnd2u考慮到所有分子實際上都在運動，則有u = . 2v因此 Z = 2n nd2 v名師整理精華知識點用宏觀量P、T表示的平均碰撞頻率為 Z = 2n nd2 8RT nMm平均自由程一個分子連續(xù)兩次碰撞之間經(jīng)歷的平均自由路程叫平均自由程 單位時間內(nèi)分子經(jīng)歷的平均距離 v，平均碰撞 Z次每個分子都在運動，平均碰撞修正為Z = 2n： d2VkT2二 d2 p1）準靜態(tài)過程是一個進行的“無限緩慢”，以致系統(tǒng)連續(xù)不斷地經(jīng)歷著一系列平衡態(tài)的過程；，則原過程是可逆（只有無耗2）可逆與不可逆過程：系統(tǒng)從初態(tài)出發(fā)經(jīng)歷某一過程變到末態(tài)，若可以找到一個能使系 統(tǒng)和外界都復原的過程（

15、這時系統(tǒng)回到初態(tài)，對外界也不產(chǎn)生任何影響） 的。若總是找不到一個能使系統(tǒng)與外界同時復原的過程，則原過程是不可逆的。 散的準靜態(tài)過程才是可逆過程 ） 功和熱量 功是力學相互作用下的能量轉移 在力學相互作用過程中系統(tǒng)和外界之間轉移的能量就是功。1）、只有在系統(tǒng)狀態(tài)變化過程中才有能量轉移。電量遷移2）、只有在廣義力（如壓強、電動勢等）作用下產(chǎn)生了廣義位移（如體積變化、 等）后才作了功。3）、在非準靜態(tài)過程中很難計算系統(tǒng)對外作的功。4）、功有正負之分。 體積膨脹功1、外界對氣體所作的元功為:2、氣體對外界所作的功為:dW所作的總功為:dW = pdV二 Pe AdX 二- PedVV2W pdVVi1

16、3、理想氣體在幾種可逆過程中功的計算V2等溫過程： W =- pdV = -vRT V2dV若膨脹時，V2 V1,則W 0,說明外界對氣體作負功piVi = P2V2W = RTI nbpi名師整理精華知識點V2等壓過程： W = V pdV = p(V2 VJV1利用狀態(tài)方程可得：W = - R(T2 _T|)等體過程：幕dV =0, W =0其它形式的功拉伸彈簧棒所作的功線應力正應變訐1楊氏模量E =£FEA1A lo表面張力功dW = 2 Ldx= dA c是表面張力系數(shù)可逆電池所作的功dW二Edq熱力學第一定律自然界一切物體都具有能量，能量有各種不同形式，它能從一種形式轉化為

17、另 種形式，從一個物體傳遞給另一個物體，在轉化和傳遞過程中能量的總和不變。 內(nèi)能定理切絕熱過程中使水升高相同的溫度所需要的功都是相等的。1內(nèi)能是一種宏觀熱力學的觀點，不考慮微觀的本質。2、內(nèi)能是一個相對量。3、熱學中的內(nèi)能不包括物體整體運動的機械能。4、內(nèi)能概念可以推廣到非平衡態(tài)系統(tǒng)。5、有些書上提到的熱能實質上是指物體的內(nèi)能。熱力學第一定律的數(shù)學表達式：dU =dQ dW 或 dQ=dU pdV熱容與焓定體熱容與內(nèi)能定體比熱容Cv，定壓比熱容 Cp ,定體摩爾熱容 Cv,m定壓摩爾熱容 Cp,m等體過程 dV=0(=Q)Vm T=U；u弋叫:T)v 1t)v)vCV =mcv =、'

18、CV,m任何物體在等體過程中吸收的熱量就等于它內(nèi)能的增量。定壓熱容與焓（.g）p *：（u pv） 定義函數(shù)：h =u pv,稱為焓Cpcp(Q)pm TCp,m)p二 mcp 二-cp,m在等壓過程中吸收的熱量等于焓的增量理想氣體定體熱容及內(nèi)能dUCV, CV - vCV ,m , CV ,m -dTdUmdTdU =vCv,mdTT2U2 -U T vCv,mdT理想氣體定壓熱容及焓dHdHmU(T) vRT Cp=dT"VCp,m,Cp,m dTdH 二vCp,mdT; H2 - H1 二 t vCp,mdTT1邁雅公式C p,m - Cv ,m = R理想氣體的等體、等壓、等

19、溫過程T21)等體過程dV =0v Q =尺UdQ = vCv,mdT,Q = T vCV ,mdT112）等壓過程；等壓過程dQ=dHT2dQ =vCp,mdT;Q =v t C p,mdTI 1其內(nèi)能改變?nèi)詾閁2 -Ui "T CI 1V ,mdT3）等溫過程；T不變，.U=0故 Q = -W = vRT In V2 V1絕熱過程絕熱過程：Q=0,AU =-pdV = YCv,mdT 又 丁理想氣體：pV = RTpdV VdpRdTCv ,mVdp消去 dT 可得：(Cv,m R)pdV=-Cv,mVdpCp,m =Cv,m R, C p,m pdVC p,m令=CV ,mdp

20、pdV=0兩邊取積分得：ln p lnV二常數(shù)即：pV二常數(shù)TV 常數(shù)常數(shù)3R 5對單原子：CV m =上，丫 = =1.67V，m 23對雙原子：CVm =蘭，丫=7=1.4v,m 2，5Q =0, W絕熱二U2 Ui=VCv ,m(T2 -Ti )=vR-1(T2 -T1)W絕熱一 f pdV =黑心)力-1=丄PM - P2V2 勺1y -1 v2Y1多方過程pVC TVn二C pnTn=Cn =0,等壓過程*n=1,等溫過程n,絕熱過程n二,等體過程n為多方指數(shù)所有滿足 pVn =常數(shù)的過程都是理想氣體多方過程，其中 多方過程的功：n代替訃W = lP2V2 - PM或 R (T2 -

21、T1)n -1n -1多方過程摩爾熱容n可取任意實數(shù)。=dQ =vCn,mdT由熱力學第一定律得：vCn,mdT =vCV,mdT + pdVdVmWmCn,CV,m p(dTm)-CV- p( :Tm)n又因為TV nJl二常數(shù)VndT (n-1)TV n'dV =0= ( Vm)n 1 Vm Tn-1 Tp-RT C _C R _C -npCn,m CV,m_ CV ,mVmn 11 一 n當 n> 丫 時：Cn,m >0 , AT >0,也 Qa0 吸熱系統(tǒng)由某一平衡態(tài)出發(fā)，經(jīng)過任意的一系列過程又回到原來的平衡態(tài)的整個變化若1£“£了時：Cn

22、,m£°，也T>0，心Qc0放熱(稱為多方負熱容)循環(huán)過程名師整理精華知識點過程，叫做循環(huán)過程。順時針-正循環(huán)；逆時針 -逆循環(huán)。正循環(huán)熱機及其效率ABCD所圍成的面積就是正循環(huán)所做的凈功W '。熱機的效率:由熱力學第一定律:卡諾熱機Q吸卜|Q放卜W'| Q吸| - Q放 HQ放T卡諾熱機只要卡諾循環(huán)的Ti,T2不變，任意可逆卡諾熱機效率始終相等內(nèi)燃機循環(huán)1定體加熱循環(huán)（奧托循環(huán)）定壓加熱循環(huán)（狄塞爾循環(huán)）2、TQ2Q 。山丁）（T3T2）T4 -T!焦耳-湯姆孫效應制冷循環(huán)與制冷系數(shù)W外Q放- Q吸可逆卡諾制冷機的制冷系數(shù)W外=Q=QTl-1卡諾冷丁

23、2Ti -T2相同，T2越小，吸出等量熱量，需要 W外越大。T2相同，Ti越大，吸出等量熱量，需要 W外越大。熱力學第二定律開爾文表述：不可能從單一熱源吸取熱量，并將這熱量變?yōu)楣Γ划a(chǎn)生其他影響;克勞修斯表述：熱量可以自發(fā)地從較熱的物體傳遞到較冷的物體，但不可能自發(fā)地從較 冷的物體傳遞到較熱的物?？ㄖZ定理1) 在相同的高溫熱源和相同的低溫熱源間工作的一切可逆熱機其效率都相等，而與工 作物質無關。2) 在相同高溫熱源與相同低溫熱源間工作的一切熱機中，不可逆熱機的效率都不可能 大于可逆熱機的效率。注意：這里所講的熱源都是溫度均勻的恒溫熱源若一可逆熱機僅從某一確定溫度的熱源吸熱，也僅向另一確定溫度

24、的熱源放熱，從而 對外作功，那么這部可逆熱機必然是由兩個等溫過程及兩個絕熱過程所組成的可逆卡諾機。 熵與熵增加原理：熱力學系統(tǒng)從平衡態(tài)絕熱過程到達另一種平衡態(tài)的過程中，它的熵永不減 少，若過程是可逆的，則熵不變；若過程是不可逆的，則熵增加。(指一個封閉系統(tǒng)中發(fā)生任何不可逆過程導致熵增加)克勞修斯等式 由卡諾定理得：n =4里=1_空|Qi|人匹7Q2 0 Qi “0Ti T22Ti T2對任何一個可逆循環(huán)：:.匹 =0可推廣到任何可逆循環(huán):卡T這就是克勞修斯等式熵和熵的計算dQ b dQa dQ cb dQ b dQ二 a() b(II)二0a(I)二 a(II)引入態(tài)函數(shù)熵：b dQ(dQ)

25、可逆Sb Ya 二 a可逆TdS =(dQ)可逆或 d-Q)-逆代入熱力學第一定律表 達式：TdS=dU，pdV注意：1、若變化路徑是不可逆的，則上式不能成立；2 、熵是態(tài)函數(shù)；3 、若把某一初態(tài)定為參考態(tài)，則：S = S。亠I dQ4 、上式只能計算熵的變化，它無法說明熵的微觀意義，這也是熱力學的局限性;5 、熵的概念比較抽象，但它具有更普遍意義。這表示在任一不可逆過程中的dQ的積分總小于末、初態(tài)之間的熵之差；但是在可逆過程T可寫為：Q可逆 Sf -Sd等號可逆，不等號不可 逆）中兩者卻是相等的，這就是第二定律的數(shù)學表達式。不可逆過程中熵的計算設計一個連接相同初、 計算出熵作為狀態(tài)參量 可查

26、熵圖表計算初末態(tài)末態(tài)的任意可逆過程 的函數(shù)形式，在代入初 的熵之差、末態(tài)參量以熵來表示熱容Cv= （dQ）v=TFSdT:TdQ一5"d?）P=T（斤）S 訂丿p理想氣體的熵dS= ¥（dU pdV）理想氣體:dU=vCv,mdT, p 二RTVS-SoTdS "Cv,m¥vRdVVdT vRlnVTVo亠dV dT dp也可表達為：；pV =、.RT,二-VT ptdTpS - So 二 t vCp,mvRlnToTpodSvCp,mdTT-vRln溫一熵圖在一個有限的可逆過程中，系統(tǒng)從外界所吸收的熱量為：Qa吸收的凈熱量等于熱機在循環(huán)中對外輸出的凈功

27、。T S圖上逆時針的循環(huán)曲線所圍面積是外界對制冷機所作的凈功。第二定律的數(shù)學表達式b對于任一初末態(tài) 均為平衡態(tài)的不可逆過程 （在圖中可以從i連接到f的一條虛線表示），可在末態(tài)、初態(tài)間再連接一可逆過程，使系統(tǒng)從末態(tài)回到初態(tài)，這樣就組成一循環(huán)。這是一不可fi逆循環(huán)，從克勞修斯不等式知f dQ I + JdQ可逆龍0i I T丿不可逆f T上式又可改寫為:f dQi（）不可逆將代表可逆過程的熵的表達式與之合并,熵增加原理數(shù)學表達式fidQ可逆T<Sf -Si（等號可逆，不等號不可在上式中令dQ =0，則C S）絕熱_0（等號可逆，不等號不可 逆）它表示在不可逆絕熱過程中熵總是增加的;在可逆絕熱

28、過程中熵不變。這就是熵增加原理的數(shù)學表達式。 熱力學基本方程準靜態(tài)過程的熱力學第一定律數(shù)學表達式為：dU二dQ - pdV由于在可逆過程中 dQ二TdS，故第一定律可寫為：dU二TdS - pdV對于理想氣體,有CvdT二TdS-pdV，所有可逆過程熱力學基本上都從上面兩個式子出發(fā) 討論問題的。物質的五種物態(tài)氣態(tài)、液態(tài)、固態(tài)是常見的物態(tài)。液態(tài)和固態(tài)統(tǒng)稱為凝聚態(tài)，這是因為它們的密度的數(shù)量級是與分子密度堆積時的密度相同的。自然界中還存在另外兩種物態(tài)：等離子態(tài)與超密態(tài)。等離子態(tài)也就是等離子體。固體：固體物質的主要特征是它具有保持自己一定體積（與氣態(tài)不同）和一定形狀（與液態(tài)不同）的能力。固體分為晶體與

29、非晶體兩大類晶體：通過結晶過程形成的具有規(guī)則幾何外形的固體叫晶體。晶體中的微粒按一定的規(guī)則排列。構成晶體微粒之間的結合力。結合力越強，晶體的熔沸點越高，晶體的硬度越大。晶體具有規(guī)則的幾何外形晶體具有各向異性特征： 所謂晶體的各向異性是指各方向上的物理性質如力學性質、熱學性質、電學性質、光學性質等都有所不同晶體有固定的熔點和溶解熱單晶體：在整塊晶體中沿各個方向晶體結構周期性地、完整地重復（如石英）。多晶體：微晶粒之間結晶排列方向雜亂無章（如；金屬） 。單晶體或多晶體：只要由同種材料制成，它在給定壓強下的熔點、 溶解熱是確定。這是鑒別晶體、非晶體的最簡單的方法。液體液體的短程結構：液體具有短程有序、長程無序的特點。線度：幾個分子直徑線度液體在小范圍內(nèi)出現(xiàn)”半晶體狀態(tài)“的微觀結構。液體分子的熱運動實驗充分說明，液體中的分子與晶體及非晶態(tài)固體中的分子一樣在平衡位置附近作振動。在同一單元中的液體分子振動模式基本一致，不同單元間分子振動模式各不相同。但是，在液體中這種狀況僅能保持一短暫時間.以后，由于漲落等其他因素， 單元會被破壞，并重新組成新單元.。液體中存在一定分子間隔也為單元破壞及重新組建創(chuàng)造條件液體的表面現(xiàn)象一種物質與另一種物質（或雖是同一種物質，但其微觀結