до пуля при 'Т^-Т^ (рис. 2), Нормальный компонент ≈
остальная часть жидкости с плотностью prt≈р ≈ Ps~ ведет себя как обычная вязкая жидкость, что приводит к затуханию колеблющегося в Не II диска. При тошт-рах, близких к абс. пулю, нормальный компонент представляет собой газ возбуждений в идеальной жидкости (газ фонолою и ротонов', спектр возбуждений Не П, полученный в экспериментах по рассеянию нейтронов в Не Л, привед╦н на рис. 3). Аномально высокая теплопроводность Не II связана с тем, что теплота к н╦м может переноситься движением нормального компонента при отсутствии полного потока массы, к-рый компенсируется противотоком сверхтекучего компонента, по несущего теплоты. Благодаря такому механизму переноса теплоты в Не II кроме обычного (первого) звука существует второй заик ≈ температурные волны. ДвухжиДКОСТная мо-дсль объясняет большилстпо др. эффектов, присущих сверхтекучей Жидкости: механлкалорический эффект', термомеханический эффект', существование критич. скорости течения, начиная с к-рой снсрхтекучий компонент испытывает трение; существование пл╦нки па стопках сосуда, благодаря к-рой выравниваются уровни Не II в'сосудах, раздел╦нных стенкой; т р е-т и и звук, четв╦ртый звук и др. (см. Заук в сверхтекучем гелии).
Существование двух видов течений в Не II является следствием квантовой статистики Бозе ≈ Эйнштейна 1Л- Тиса (Ь. Tisza), 1938]. Это доказано на модели слабопеидгнльпого боас-газа (Н. Н. Боголюбов, 1П47), в к-ром при понижении тсмп-ры происходит бозе-конденсация: накоплении и одном квантовом состоянии с наименьшей энергией макроскопич, числа бозонов.
В результате бозе-копдепсацим в жидкости возникает сверхтекучий компонент ≈ макроскопич. фракция жидкости, димжсние частиц к-poii когерентно, т. е. описывается единой кваптово.чсханич. волновой
функцией Ч' ≈р^е1'* (см. Когерентность, Квантовая
жидкость). Течение сверхтекучего компонента потенциал ыю (см. Потенциальное течение), т. к. ого скорость vs связана с фазой волновой ф-цпн ф кнантово-
масса бо-, где ш4 ≈
^-≈ (я/m Не II при
(т
т
мсхапич. соотношением зона), справодлпвым для масса атома 4Цо.
Макроскоиич. когерентность приводит также к следствиям, отличающим сверхтекучий компонент от просто идеальной жидкости с потенциальным течением. Из-за непрерывности кондепсатпой ф-ции Y со фаза ф при обходе по замкнутому контуру может меняться на 2.4./V, . гдо Л' ≈ целое число, Это означает, что цир-
куляция сверхтекучей скорости К= mi; sdr по любому
замкнутому контуру принимает дискретные значения K=Nhlin, Г> топологически одиосвязном сосуде {ци-лилдрнч., сферич. и др.) К может быть отличным от нуля тол I. ко при обходе но к руг- особых линий, на к-рых сверхтекучесть нарушена (т. с. ря~0), ≈ т. н. квантованных ашсрей. [Л. Опсагер (L. Onsagcr), 1949; Р. Фешшаи (R. Fuyiiman), 1955J. Квантованные вихри отличаются от вихрей в нормальной жидкости (см. Вихревое движение) тем, что циркуляция К вокруг них квантована (квант циркуляции равен Шгп) и поэтому квантованные вихри устойчивы и не размываются при наличии кязкост. Квантованные вихри не могут оканчиваться внутри сосуда, они либо пронизывают всю толщу жидкости, либо образуют замкнутые вихровые кольца. Штхревые кольца обнаружены в экспериментах с ионами, инжектируемыми в Но П. Квантованные вихри с прямолинейными осями обнаружены в экспериментах с вращающимся сосудом, где они образуют двухмерную нериодич. решетку (;ia счет отталкивания вихрей). Вихревое движение сверхтекучего компонента имитирует его вращение вместе
с сосудом, т. е. наличие квантованных вихрей создает в ср. картину, аналогичную вращению нормальной Жидкости вместе с сосудом.
В топологически неодносвязном сосуде, напр, в замкнутом кольцевом капало, циркуляция К может быть отлична от нуля без нарушения сверхтекучести-Точения в канале с К=^=() чрезвычайно устойчивы в силу дискретного характера К и могут циркулировать сутками. Ср. скорость течения жидкости в капало но может изменяться непрерывно, поскольку это привело бы к непрерывному изменению циркуляции. Уменьшение К возможно лишь скачками ≈ с изменением N па целое число за сч╦т рождения квантованных лихрей. Этот процесс требует эпсргстич. затрат, и его вероятность мала.
Жидкий 3Нс ≈ ферми-жидкость, свойства к-poii при 7X^0,1 К хороню описываются теорией ф╦рми-жид-костн Ландау. Согласно »той теории, фсрми-жид-кость можно представить как спетому киазипастиц, подчиняющихся статистике Ферми ≈ Дирака и заполняющих квантовые состояния внутри ферми-по-оерхности н импульсном пространстве. Наличие фсрми-ноисрхпости определяет осн. свойства фсрми-жидкости при низких темп-pax: е╦ теплоемкость пропорциональна Тч магнитная восприимчивость по зависит от Т, вязкость с уменьшением темп-ры раст╦т как 1/Т2. В ферми-жидкости могут существовать высокочастотные звуки, связанные с колебаниями ферми-поверх-пости (см. Нулевой звук), В 3Но наблюдаются дна пулевых звука: продольный и поперечный,
С понижением тсми-ры при Т= Tt. жидкий slla испытывает фазовый переход 2-го рода в сверхтекучее состояние [Д. Огпсрон (D. Oshcroff), P. Ричардсон (В. Richardson), Д. Ли (1). Lee), 1972]. Критич, темп-ра Тс≈2,6 мК (на кривой илаилопия), она умопышштся
лоскэсть
О
0,9 i
2 Гс=2.6
Г.мК
Рис.
Фязоия FT диаграмма (p-T-7f) спорхтснучих
с понижением давления р до 7^≈0,9 К при /з = 0.
Имеются три сверхтекучие 4'а::!Ы ^? ^ ll ^i: Фа:5Ы ^ и В разделены на фазовой диаграмме (рис. 4) кривой фазового перехода 1-го рода, фаза Лх существует только н магн. поле,
Снерхтекучость Я11е, как и сверхпроводимость электронов н металле ≈ следствие Купера аффекта (образования пар К]{а:шчастиц с противоположными импульсами па фермн-понерхпости). Куперожжие пары являются бозонами (спин пары равен 0 в сверхпроводниках и 1 и сверхтекучих фазах 3Не) и образуют бо;*е-колдепсат. В отлично от электронных кунеровскнх пар в све])хлронодннках с L=0 (пулевым моментом импульса относительного движения квазычастпц в паре), у кунеровскнх пар во всех сверхтекучих фазах L≈ 1. Куггеровскне пары ра л личных сверхтекучих фаз иНе отличаются проекциями спина и момента импульса па направление осей киалтоваипн. В силу макроскопич. когерентности все купе-ровские нары в боас-копдепсате имеют общее направление осей квантования спина и общее направление осей квантования момента импульса. Поэтому сверхтекучие фазы 3Но
425
")
}
