PDF《表面熔化 3》

600170 K. 显然超 过约

580 K ,(110) 晶面散射谱峰面积随温度升 高而显著增加 ,而(111) 晶面则基本保持不变 , 说明 (110) 晶面发生了明显的表面熔化 , 而(111) 晶面则没有发生. Pb(110) 表面的 RBS 研 究结果表明[1 ] :在500 K 以下 , Pb (110) 表面处 于完全有序状态 ;

超过此温度 ,表面形成一转变 层 ,此转变层的性质类似于有缺陷的固体或具 有残留有序的液体 ;

超过

560 K ,表面便形成一 液体膜层 ,其厚度随温度升高而增加并符合 | ln( Tm - T) | 规律. 这一结果得到了进一步研 究的支持. 温度接近熔点时 ,熔化层厚度按指数 规律增长 ,如图

3 所示[4 ] ,可以看出 ,无序原子 数随 温度的增加分为两个阶段,前一阶段(013 K <

Tm - T <

40 K) 满足对数规律 (图3Ⅰ区) ,而后一阶段( Tm - T <

013 K) 则服从指数 图2Pb(110) 和(111) 晶面的质子背散射谱 ・

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2 ・ 物理 图3Pb(110) 表面单位面积无序原子数随温度的变化 规律(图3Ⅱ区) . X 射线反射和 He 原子散射结 果表明 :类液层的平均密度与液态 Pb 一致 ,扩 散系数随温度的增加而增大. 此外 ,由扩散系数 的各向异性说明 ,即使在

560 K ,表面仍保留一 定程度的有序. 最近 ,表面扩展 X 射线精细结 构法对 Al (110) 表面的研究[5 ] 结果进一步证实 了类液层中的残余有序 ,并且这种残余有序具 有类液迁移率. 熔化层厚度的指数增长规律起 源于原子的长程范德瓦耳斯相互作用 ,而其对 数增长规律则归因于原子的短程库仑相互作 用. 由于金属原子的库仑相互作用是指数衰减 的 ,当熔化层的厚度远大于短程相互作用范围 时 ,原子间只保存有长程色散力 ,所以金属的类 液层厚度最终都将以指数规律增长. 而且 ,由于 长程色散力是普遍存在的 ,因此 ,不管熔化的物 质是金属还是绝缘体 ,在T趋于 Tm 的极限条 件下 ,类液层厚度的指数增长规律将是普遍规 律.

212 气体吸附膜的表面熔化 利用吸附膜研究表面问题有几方面优越 性 :高灵敏度、 高纯度以及对厚度控制的高精确 度. Ar 能在石墨上形成均匀的固体膜 ,因此有 人用吸附在石墨上的 Ar 膜研究表面熔化问 题. 量热法[6 ] 和中子粉末衍射法[7 ] ,对吸附在 石墨上的 Ar 膜的研究发现有表面熔化. 但表 面层产生的漫(液体) 散射有类台阶行为. 最近 , 用掠入射 X 射线反射和散射方法对吸附在 MgO 单晶表面 Ar 膜的研究 ,也发现有表面熔 化 ,且液态层密度与体密度一致 ,厚度随温度的 变化满足指数规律 ,与长程相互作用力的预言 一致. 用准弹性中子散射对吸附在 MgO{100} 上的甲烷 (CH4) 膜的研究也发现了表面熔化 , 随温度接近熔点(9017 K) ,类液层厚度增加.

213 冰晶体的表面熔化 冰的熔化是自然界中很特殊的相变 ,因而 受到广泛重视. 早在

1859 年 ,法拉第就提出[8 ] : 远低于熔点 ,冰的表面就可能存在一液态层. 冰 的表面熔化与我们日常生活中的许多现象都有 关系 ,例如 ,滑冰和滑雪等现象. 对表面无序过 程的观察、 摩擦力和粘滞力的测量等都为冰表 面类液层的存在提供了间接的证据. 对冰表面 熔化的直接观测也很多. 椭偏仪测量[9 ] 表明 : 在熔点以下 ,冰的表面有类液层存在 ,类液层厚 度随温度提高而增加 ,并且依赖于晶体取向 ;

在253 K ,冰的棱柱面上类液层厚度已达 10nm ,而 底面上却探测不到类液层. 研究表明 :冰棱柱面 的类液层厚度满足对数规律| ln( Tm - T) | . 理解冰表面熔化的微观机制 ,冰晶体的表 面原子结构起关键作用. 冰表面熔化驱动力的 关键在于氢键[10 ] . 在通常状况下冰为六角晶体 ・