物体由于温度改变而有胀缩现象。其变化能力以等压(p一定)下，单位温度变化所导致的体积变化，即热膨胀指数表示。大多数情况之下，此指数为正值。也就是说温度升高体积扩大。但是也有例外，当水在0到4摄氏度之间，会出现反膨胀。而一些陶瓷材料在温度升高情况下，几乎不发生几何特性变化，其热膨胀指数接近0。

对于可近似看做一维的物体，长度就是衡量其体积的决定因素，这时的热膨胀指数可简化定义为：单位温度改变下长度的增加量与的原长度的比值，这就是线膨胀系数。对于三维的具有各向异性的物质，有线膨胀指数和体膨胀指数之分。如石墨结构具有显著的各向异性，因而石墨纤维线膨胀指数也呈现出各向异性，表现为平行于层面方向的热膨胀指数远小于垂直于层面方向。

物体由于温度改变而有胀缩现象。其变化能力以等压(p一定)下，单位温度变化所导致的体积变化，即热膨胀系数表示热膨胀系数α=ΔV/(V*ΔT)，式中ΔV为所给温度变化ΔT下物体体积的改变，V为物体体积。

严格说来，上式只是温度变化范围不大时的微分定义式的差分近似；准确定义要求ΔV与ΔT无限微小，这也意味着，

热膨胀系数在较大的温度区间内通常不是常量。温度变化不是很大时，α就成了常量，利用它，可以把固体和液体体积膨胀表示如下：

Vt=V0(1 3αΔT)，

而对理想气体，Vt=V0(1 0.00367ΔT)；Vt、V0分别为物体末态和初态的体积。

对于可近似看做一维的物体，长度就是衡量其体积的决定因素，这时的热膨胀系数可简化定义为：单位温度改变下长度的增加量与的原长度的比值，这就是线膨胀系数。

对于三维的具有各向异性的物质，有线膨胀系数和体膨胀系数之分。如石墨结构具有显著的各向异性，因而石墨纤维线膨胀系数也呈现出各向异性，表现为平行于层面方向的热膨胀系数远小于垂直于层面方向。

宏观热膨胀系数与各轴向膨胀系数的关系式有多个，普遍认可的有Mrozowski算式：α=Aαc (1-A)αa

αc,αa分别为a轴和c轴方向的热膨胀率，A被称为“结构端面”参数。

热膨胀与温度热容

格律乃森定律： 热膨胀系数与定容比热容成正比，它们有相似温度依赖关系，在低温下随温度升高急剧增大，而到高温则趋于平缓。

热膨胀与结合能熔点

熔点较高的金属具有较低的膨胀系数。线膨胀系数和熔点的关系可由经验公式表示如下：

α₁T_m=0.022

原子间的结合力强，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。

压力保持不变时，由于温度的改变，造成固体、液体和气体发生长度或体积变化的现象。膨胀的程度用膨胀系数表示。

热膨胀固体

固体的线膨胀系数定义 l是试件的长度，T是温度,p是压强。对于每种固体，都有一个德拜特征温度,低于此特征温度时,α 随温度强烈变动；高于此特征温度时,α实际上是常数。处在室温的许多普通材料，其温度都接近或高于各自的特征温度，其长度随温度变化的规律,可用近似式l=lo(lαt)表示，式中lo为零摄氏度(0°C)时的长度，t是摄氏温度。

从微观看，固体的热膨胀是固体中相邻原子间的平均距离增大。晶体中两相邻原子间的势能是原子核间距离的函数,势能曲线是一条非对称曲线。在一定的振动能量下，两原子的距离在平衡位置附近改变着，由于势能曲线的非对称性,其平均距离r大于平衡时的距离ro；在更高的振动能量时，它们的平均距离就更大。由于振动的能量随温度升高而增大，所以两原子间的平均距离也随温度升高而增大，结果使整块固体胀大。

E.格临爱森理论指出，膨胀系数同固体比热容成正比（见非谐相互作用），在低温下（小振幅振动）膨胀系数趋于零。

纯晶体沿不同的轴向可以有不同的α 值，多晶体几乎没有各向异性的效应。

固体的面膨胀系数定义为 式中A为试件的面积。

固体的体膨胀系数定义为 式中V为试件的体积。

对于各向同性固体，α、β、γ之间的关系为 β=2α,　γ=3α。

热膨胀液体与气体

由于液体和气体没有固定的形状，只有体积随温度的变化才有意义，所以常用体膨胀系数表示它们的膨胀程度。体膨胀系数为 。

气体的γ 可通过理想气体状态方程来计算，其值与温度和压强有关。

液体的γ 与压强近似无关，主要取决于温度。液体的γ 虽然可以在相当大的温度范围内取作常数（如膨胀式温度计），但也有反常情况。例如，温度从0°C到4°C时,水的体积缩小了；在4°C以上，它又随温度上升而膨胀。前者称为水的反常膨胀。