Лямбда-точка - Википедия - Lambda point

График зависимости удельной теплоемкости от температуры.

В Лямбда-точка это температура при которой нормальная жидкость гелий (гелий I) переходит в сверхтекучий гелий II (примерно 2,17 K в 1 атмосфера ). Самое низкое давление, при котором могут сосуществовать He-I и He-II, - это пар-He-I-He-II. тройная точка при 2,1768 K (−270,9732 ° C) и 5,048 кПа (0,04982 атм), что является "насыщенным давление газа "при этой температуре (чистый газообразный гелий в тепловом равновесии над поверхностью жидкости, в герметичный контейнер).[1] Самое высокое давление, при котором могут сосуществовать He-I и He-II, - это скрытая копия Тройная точка -He-I-He-II с твердым гелием при 1,762 К (-271,388 ° C), 29,725 атм (3011,9 кПа).[2]

Название точки происходит от графика (на фото), который получается в результате построения удельная теплоемкость как функция температура (для данного давления в указанном выше диапазоне, в показанном примере, при 1 атмосфере), что похоже на Греческий письмо лямбда. Удельная теплоемкость имеет острый пик при приближении температуры к лямбда-точке. Вершина пика настолько острая, что критический показатель, характеризующий дивергенцию теплоемкости, можно точно измерить только в условиях невесомости, чтобы обеспечить однородную плотность в значительном объеме жидкости. Следовательно, теплоемкость была измерена в пределах 2 нК ниже перехода в эксперименте, включенном в Космический шатл полезная нагрузка в 1992 году.[3]

Вопрос, Web Fundamentals.svgНерешенная проблема в физике:
Объясните расхождение экспериментальных и теоретических определений критического показателя теплоемкости. α для сверхтекучего перехода в гелии-4.[4]
(больше нерешенных задач по физике)

Хотя теплоемкость имеет пик, она не стремится к бесконечность (вопреки тому, что может предполагать график), но имеет конечные предельные значения при приближении к переходу сверху и снизу.[3] Поведение теплоемкости вблизи пика описывается формулой куда пониженная температура, - температура лямбда-точки, - константы (разные выше и ниже температуры перехода), а α это критический показатель: .[3][5] Поскольку для сверхтекучего перехода этот показатель отрицательный, теплоемкость остается конечной.[6]

Указанное экспериментальное значение α находится в серьезных разногласиях[7][4] с самыми точными теоретическими определениями[8][9][10] происходящие из методов высокотемпературного расширения, Монте-Карло методы и конформный бутстрап.

Смотрите также

Рекомендации

  1. ^ Доннелли, Рассел Дж .; Баренги, Карло Ф. (1998). «Наблюдаемые свойства жидкого гелия при давлении насыщенного пара». Журнал физических и химических справочных данных. 27 (6): 1217–1274. Bibcode:1998JPCRD..27.1217D. Дои:10.1063/1.556028.
  2. ^ Hoffer, J. K .; Gardner, W. R .; Waterfield, C.G .; Филлипс, Н. Э. (апрель 1976 г.). «Термодинамические свойства 4Он. II. Фаза ОЦК и фазовые диаграммы P-T и VT ниже 2 K ». Журнал физики низких температур. 23 (1): 63–102. Bibcode:1976JLTP ... 23 ... 63H. Дои:10.1007 / BF00117245.
  3. ^ а б c Lipa, J.A .; Swanson, D. R .; Nissen, J. A .; Chui, T. C. P .; Исраэльссон, У. Э. (1996). «Теплоемкость и тепловая релаксация объемного гелия очень близко к точке лямбда». Письма с физическими проверками. 76 (6): 944–7. Bibcode:1996ПхРвЛ..76..944Л. Дои:10.1103 / PhysRevLett.76.944. HDL:2060/19950007794. PMID  10061591.
  4. ^ а б Рычков, Слава (31.01.2020). «Конформный бутстрап и экспериментальная аномалия теплоемкости λ-точки». Журнал Клуб физики конденсированных сред. Дои:10.36471 / JCCM_January_2020_02.
  5. ^ Lipa, J. A .; Nissen, J. A .; Стрикер, Д. А .; Swanson, D. R .; Чуй, Т.С.П. (14.11.2003). «Удельная теплоемкость жидкого гелия в невесомости очень близко к лямбда-точке». Физический обзор B. 68 (17): 174518. arXiv:cond-mat / 0310163. Bibcode:2003PhRvB..68q4518L. Дои:10.1103 / PhysRevB.68.174518.
  6. ^ Для других фазовых переходов может быть отрицательным (например, за критическая точка жидкость-пар у которого есть Критические показатели Изинга ). Для этих фазовых переходов удельная теплоемкость стремится к бесконечности.
  7. ^ Викари, Этторе (21 марта 2008 г.). «Критические явления и ренормгрупповой поток многопараметрических теорий Phi4». Материалы XXV Международного симпозиума по теории поля на решетке - PoS (LATTICE 2007). Регенсбург, Германия: Sissa Medialab. 42: 023. Дои:10.22323/1.042.0023.
  8. ^ Кампострини, Массимо; Хазенбуш, Мартин; Пелиссетто, Андреа; Викари, Этторе (2006-10-06). «Теоретические оценки критических показателей сверхтекучего перехода в $ ^ {4} mathrm {He} $ решеточными методами». Физический обзор B. 74 (14): 144506. arXiv:cond-mat / 0605083. Дои:10.1103 / PhysRevB.74.144506.
  9. ^ Хазенбуш, Мартин (26 декабря 2019 г.). «Монте-Карло исследование улучшенной модели часов в трех измерениях». Физический обзор B. 100 (22): 224517. arXiv:1910.05916. Bibcode:2019PhRvB.100v4517H. Дои:10.1103 / PhysRevB.100.224517. ISSN  2469-9950.
  10. ^ Честер, Шай М .; Лэндри, Уолтер; Лю, Цзюнюй; Польша, Давид; Симмонс-Даффин, Дэвид; Су, Нин; Вичи, Алессандро (2019-12-06). «Вырезание пространства OPE и точных критических показателей модели $ O (2) $». arXiv:1912.03324 [hep-th ].

внешняя ссылка