可以看出，铸件的温度场随时间而变化，为不稳定温度场。铸件断面上的温度场

也称温度分布曲线。如果铸件均匀壁两侧的冷却条件相同，则任何时刻的温度分布曲线

对铸件壁厚的轴线是对称的。温度场的变化速率，即为表征铸件冷却强度的温度梯度。

温度场能更直观地显示出凝固过程的情况。

图１３１所示是铸件的凝固动态曲线，也是根据直接测量的温度时间曲线绘制的：首先

图１３１（ａ）上给出合金的液相线和固相线温度，把二直线与温度时间曲线相交的各点分

标注在图１３１（ｂ）（ｘ／Ｒ，τ）坐标系上，再将各点连接起来，即得凝固动态曲线。纵坐标

子ｘ是铸件表面向中心方向的距离，分母Ｒ是铸件壁厚之半或圆柱体和球体的半径。因

固是从铸件壁两侧同时向中心进行，所以ｘ／Ｒ＝１表示已凝固至铸件中心。

３表面张力引起的附加压力

假设液体中有一半径为ｒ的球形气泡，

由于液体表面张力造成了指向内部的力ｐ

（图１１３）。若将球的体积增大ΔＶ，则必须

克服阻力ｐ而对它做功：ΔＷ＝ｐΔＶ。而

这一所做之功变为表面积增大后的表面自

由能增量：ΔＦ＝σΔＳ（ΔＳ为球体增大之表面积）

由此可见，因表面张力而造成的附加压力ｐ的大小与曲率半径ｒ成反比。

则ｒ１＝ｒ２＝ｒ。附加压力ｐ也称拉普拉斯压力。

如液面凸起 （不润湿），附加压力为正值，液面下凹 （润湿），附加压力为负值，如图

４所示。造型材料一般不被液态金属润湿，即θ＞９０°（θ为润湿角）。故液态金属在铸型

道内的表面是凸起的，如图１１５所示，此时产生指向内部的附加压力。

④ 实际液态金属的结构　以上描述的是理想纯金属的液态结构，其中只存在游动原子

团和原子集团间的空穴，液态中的原子存在着很大 “能量起伏”，游动的原子集团时聚时

，此起彼伏而存在 “结构起伏”。实际液体金属的结构要比纯金属复杂得多。

实际上，纯金属是不存在的。实际金属中，即使非常纯的实际金属中总存在着大量杂质

子。例如，纯度为９９９９９９９９％的纯铁，即杂质量为１０－８，每摩尔体积 （７１ｃｍ３）中总

原子数为６０２３×１０２３，则每１ｃｍ３ 铁液中所含杂质原子数约相当于１０１５个数量级。