{"id":2890,"date":"2019-04-30T18:29:58","date_gmt":"2019-04-30T17:29:58","guid":{"rendered":"http:\/\/www.o-nauce.pl\/?p=2890"},"modified":"2019-10-15T20:54:15","modified_gmt":"2019-10-15T19:54:15","slug":"polska-kokarda-narodowa-copy-copy-copy-2-copy-copy-2-copy-copy","status":"publish","type":"post","link":"https:\/\/www.o-nauce.pl\/?p=2890","title":{"rendered":"Nadp\u0142ynno\u015b\u0107 helu – prof. Wojciech Kempi\u0144ski"},"content":{"rendered":"

[et_pb_section bb_built=”1″ _builder_version=”3.18.2″ background_color=”#efefef” background_image=”https:\/\/www.o-nauce.pl\/wp-content\/uploads\/2019\/01\/nadciekly-hel-2-w\u0105ski.jpg” top_divider_style=”slant2″ top_divider_height=”57px” top_divider_flip=”horizontal” next_background_color=”#ffffff” background_position=”top_left”][et_pb_row _builder_version=”3.18.2″ background_size=”initial” background_position=”top_left” background_repeat=”repeat”][et_pb_column type=”4_4″][et_pb_post_title author=”off” comments=”off” featured_image=”off” text_color=”light” _builder_version=”3.18.2″ title_font=”|||on|||||” title_font_size=”32px” title_font_size_tablet=”26px” title_font_size_last_edited=”on|desktop” text_orientation=”center” animation_style=”zoom” text_shadow_style=”preset3″ text_shadow_horizontal_length=”0.08em” text_shadow_vertical_length=”0.08em” date=”off”]<\/p>\n

[\/et_pb_post_title][\/et_pb_column][\/et_pb_row][\/et_pb_section][et_pb_section bb_built=”1″ fullwidth=”off” specialty=”off” prev_background_color=”#efefef” next_background_color=”#2a5a53″][et_pb_row _builder_version=”3.18.2″][et_pb_column type=”4_4″][et_pb_text admin_label=”Nag\u0142\u00f3wek” _builder_version=”3.18.2″]<\/p>\n

Nadp\u0142ynno\u015b\u0107 helu<\/h3>\n

prof. Wojciech Kempi\u0144ski<\/h5>\n

[\/et_pb_text][et_pb_testimonial admin_label=”Sylwetka” _builder_version=”3.18.2″ quote_icon_background_color=”#f5f5f5″ portrait_url=”https:\/\/www.o-nauce.pl\/wp-content\/uploads\/2019\/01\/w-kempinski.jpg” animation_style=”fade” background_color=”#ffffff” body_font=”||on||||||” body_text_color=”#2a5a53″ body_font_size=”18″ box_shadow_style_image=”preset1″ border_color_all=”#cecece” quote_icon_color=”#2a5a53″ portrait_width=”200″ portrait_height=”200″ border_radii_portrait=”on|200px|200px|200px|200px” border_color_all_portrait=”#f0f2f3″ border_width_all_portrait=”5px” use_background_color=”off” saved_tabs=”all” quote_icon=”off” max_width=”47%” module_alignment=”left” max_width_tablet=”100%” max_width_last_edited=”on|phone”]<\/p>\n

Prof. Wojciech Kempi\u0144ski pracuje w Zak\u0142adzie Fizyki Niskich Temperatur Instytutu Fizyki Molekularnej Polskiej Akademii Nauk. Pod jego kierownictwem prowadzone s\u0105 badania\u00a0nowoczesnych materia\u0142\u00f3w w\u0119glowych (GO, RGO, nano-diamenty, w\u0142\u00f3kna w\u0119glowe) w obszarach spintorniki i elektroniki molekularnej oraz mo\u017cliwo\u015bci wykorzystania tych materia\u0142\u00f3w w obszarach energetyki (konwersja energii, superkondensatory i separacja izotopu He3), a tak\u017ce badania polarnych stan\u00f3w w kwantowych paraelektrykach.<\/p>\n

[\/et_pb_testimonial][et_pb_text admin_label=”Zawarto\u015b\u0107 tekstowa artyku\u0142u” _builder_version=”3.18.2″]<\/p>\n

Nadp\u0142ynno\u015b\u0107, czasami nazywana nadciek\u0142o\u015bci\u0105, jest zjawiskiem z obszaru fizyki kwantowej, a wi\u0119c z obszaru, w kt\u00f3rym intuicja nie zawsze podpowiada poprawne rozwi\u0105zania. Zjawisko to zosta\u0142o odkryte u pocz\u0105tk\u00f3w fizyki kwantowej wi\u0119c pierwsze pr\u00f3by jego wyja\u015bnienia z konieczno\u015bci oparte by\u0142y o podstawy fizyki klasycznej. Pierwsze badania helu ciek\u0142ego mo\u017cliwe by\u0142y oczywi\u015bcie po jego skropleniu, a to zawdzi\u0119czamy Heike Kamerligh-Onnesowi – rok 1908. Za dat\u0119 powstania fizyki kwantowej uznaje si\u0119 natomiast dzie\u0144 14 grudnia 1900 roku gdy na posiedzeniu Niemieckiego Towarzystwa Fizycznego w Berlinie Max Planck przedstawi\u0142 wyprowadzenie prawa promieniowania cia\u0142a doskonale czarnego [1].<\/p>\n

Spotkanie z nadp\u0142ynno\u015bci\u0105 warto rozpocz\u0105\u0107 od umieszczenia wyobra\u017ani w odpowiednim dla naszych cel\u00f3w obszarze podstawowych wielko\u015bci termodynamicznych jakimi s\u0105 temperatura T i ci\u015bnienie p. W tym celu warto, aby na bazie diagramu fazowego dla naturalnie wyst\u0119puj\u0105cego, w stosunkowo du\u017cych ilo\u015bciach na Ziemi, izotopu helu 4He, przypomnie\u0107 sobie, \u017ce obni\u017caj\u0105c temperatur\u0119 ciek\u0142ego helu przy ustalonym ci\u015bnieniu, mniejszym ni\u017c 25 atm, nie uda nam si\u0119 uzyska\u0107 zestalenia tej cieczy. Pierwsze sygna\u0142y zwi\u0105zane z mo\u017cliwo\u015bci\u0105 wyst\u0105pienia podczas obni\u017cania temperatury w 4He „jakiej\u015b” przemiany fazowej tam, gdzie zwykle mamy do czynienia z zestaleniem, pochodz\u0105 z bada\u0144 zachowania si\u0119 przenikalno\u015bci elektrycznej w funkcji temperatury, przeprowadzonych w latach dwudziestych poprzedniego wieku przez W.H. Keesoma i M. Wolfkego. W Zak\u0142adzie Fizyki Niskich Temperatur Instytutu Fizyki Molekularnej Polskiej Akademii Nauk (ZFNT IFM PAN), gdzie obecnie prowadzi si\u0119 liczne badania niskotemperaturowe, wykonano r\u00f3wnie\u017c pomiary zale\u017cno\u015bci przenikalno\u015bci elektrycznej 4He w funkcji temperatury i ci\u015bnienia, co umo\u017cliwi\u0142o odtworzenie diagramu fazowego w obszarze, o kt\u00f3rym b\u0119dzie mowa w tym artykule. Przyk\u0142adowe zachowanie si\u0119 rzeczywistej sk\u0142adowej przenikalno\u015bci elektrycznej w funkcji ci\u015bnienia [2] i temperatury [3] 4He przedstawiaj\u0105 rysunki 1 i 2. Pomocnym w tworzeniu diagramu fazowego okaza\u0142 si\u0119 r\u00f3wnie\u017c pomiar g\u0119sto\u015bci helu przeprowadzony tak\u017ce w ZFNT IFM PAN – rysunek 3 [4-7]. Diagram fazowy w skali p\u00f3\u0142logarytmicznej przedstawia rysunek 4 [2]. Widoczny na tym rysunku obszar oznaczony 'He II’ to w\u0142a\u015bnie obszar nadp\u0142ynnego helu.<\/p>\n

a)<\/p>\n

\"\"<\/p>\n

b)<\/p>\n

\"\"<\/p>\n

Rys. 1 Zale\u017cno\u015b\u0107 rzeczywistej sk\u0142adowej przenikalno\u015bci elektrycznej 4He dla dw\u00f3ch r\u00f3\u017cnych temperatur poni\u017cej punktu l
(a \u2013 1.4 K, b \u2013 1.7 K) w funkcji ci\u015bnienia.<\/p>\n

\"\"<\/p>\n

Rys. 2 Zale\u017cno\u015b\u0107 rzeczywistej sk\u0142adowej przenikalno\u015bci elektrycznej 4He w okolicy punktu l w funkcji temperatury.<\/p>\n

\"\"<\/p>\n

Rys. 3 Zale\u017cno\u015b\u0107 g\u0119sto\u015bci 4He w okolicy punktu l w funkcji temperatury.<\/p>\n

\"\"<\/p>\n

Rys. 4 Diagram fazowy 4He w skali p\u00f3\u0142logarytmicznej skonstruowany w oparciu o wyniki pomiar\u00f3w, kt\u00f3rych przyk\u0142adowe rezultaty zosta\u0142y przedstawione na rysunkach 1-3.<\/p>\n

Pojawienie si\u0119 fazy sta\u0142ej w 4He dopiero po przy\u0142o\u017ceniu ci\u015bnienia (oko\u0142o 25 atm \u2013 por\u00f3wnaj rysunki 1 i 2) wynika z du\u017cej amplitudy drga\u0144 zerowych atom\u00f3w helu. Pod normalnym ci\u015bnieniem przewy\u017csza ona odleg\u0142o\u015bci mi\u0119dzy atomami 4He \u2013 obj\u0119to\u015b\u0107 zajmowana przez jeden atom 4He jest stosunkowo du\u017ca, rz\u0119du 46 \u00c53 [8]. Wraz ze wzrostem ci\u015bnienia amplituda drga\u0144 zerowych ulega zmniejszeniu szybciej, ni\u017c odleg\u0142o\u015bci pomi\u0119dzy atomami co w konsekwencji prowadzi do przej\u015bcia ciecz-cia\u0142o sta\u0142e.<\/p>\n

Interesuj\u0105ce eksperymenty z zestalonym helem prowadzane s\u0105 nadal. Dwa z nich warte s\u0105 specjalnej wzmianki: zestalenie helu przy u\u017cyciu energii fali akustycznej [9] oraz eksperyment, w kt\u00f3rym pokazano efekt zwany „supersolidity” [10,11]. Oba wymienione eksperymenty bezpo\u015brednio nawi\u0105zuj\u0105 do g\u0142\u00f3wnego tematu tego rozdzia\u0142u \u2013 nadp\u0142ynno\u015bci. Pierwszy z nich pokazuje, jak du\u017c\u0105 i decyduj\u0105c\u0105 rol\u0119 w tworzeniu kryszta\u0142\u00f3w helu odgrywa obszar temperaturowy, w kt\u00f3rym one powstaj\u0105 \u2013 np. wyb\u00f3r temperatury poni\u017cej temperatury l (por. rys 5), a wi\u0119c w obszarze nadp\u0142ynno\u015bci, pozwala zaobserwowa\u0107 rekordow\u0105 pr\u0119dko\u015b\u0107 wzrostu kryszta\u0142\u00f3w \u2013 dla kryszta\u0142\u00f3w o wielko\u015bci 15 mm zaobserwowano czas wzrostu 150 ns, co daje pr\u0119dko\u015b\u0107 dochodz\u0105c\u0105 do 150 m\/s. Mo\u017cliwo\u015b\u0107 tak szybkiego wzrostu kryszta\u0142\u00f3w zwi\u0105zana jest z ekstremalnie wysokim przewodnictwem cieplnym nadp\u0142ynnego helu. \u015arodowisko takie zapewnia wyj\u0105tkowo skuteczne odprowadzanie ciep\u0142a krystalizacji. Wysoka warto\u015b\u0107 przewodnictwa cieplnego nadp\u0142ynnego helu to klucz do zrozumienia eksperymentu demonstruj\u0105cego samo przej\u015bcie l zilustrowane na rysunku 5. Drugi z wymienionych eksperyment\u00f3w do nadp\u0142ynno\u015bci silnie pr\u00f3buje nawi\u0105za\u0107 nazw\u0105 – termin „supersolidity” nie ma jeszcze odpowiednika polskiego, a jego dos\u0142owne t\u0142umaczenie „nadsta\u0142o\u015b\u0107”, chocia\u017c nie do ko\u0144ca oddaje sens terminu angielskiego, to jednak podpowiada nam, \u017ce obserwowany efekt ma du\u017co wsp\u00f3lnego ze zmian\u0105 parametru, kt\u00f3ry w ciele sta\u0142ym by\u0142by odpowiednikiem lepko\u015bci cieczy. I tak rzeczywi\u015bcie jest, chocia\u017c zaobserwowana zmiana modu\u0142u spr\u0119\u017cysto\u015bci wynika raczej z obecno\u015bci defekt\u00f3w, np. domieszki innego izotopu helu \u2013 3He, ni\u017c ze zmian zachodz\u0105cych w samym 4He [12].<\/p>\n

Skoro nie mo\u017cna w procesie obni\u017cania temperatury pod normalnym ci\u015bnieniem uzyska\u0107 zestalenia helu, to warto zapyta\u0107, co w\u0142a\u015bciwie dzieje si\u0119 w podczas och\u0142adzania ciek\u0142ego helu. Proces ten mo\u017cna \u0142atwo zrealizowa\u0107 obni\u017caj\u0105c ci\u015bnienie nad powierzchni\u0105 ciek\u0142ego helu \u2013 usuwamy w ten spos\u00f3b wysokoenergetyczne atomy, co oznacza, \u017ce energia, a wi\u0119c i temperatura uk\u0142adu ulega obni\u017ceniu. Na rysunku 4 proces ten reprezentowany jest krzyw\u0105 rozgraniczaj\u0105c\u0105 obszary 'gaz’ \u2013 'He I’ (He I to ciecz zachowuj\u0105ca si\u0119 klasycznie). Rozpoczynaj\u0105c proces obni\u017cania ci\u015bnienia par nad powierzchni\u0105 cieczy, zaobserwujemy gwa\u0142towne wrzenie wyst\u0119puj\u0105ce w ca\u0142ej jej obj\u0119to\u015bci (Rys. 5a). W\u0119druj\u0105c po krzywej 'gaz’ \u2013 'He I’ wraz z temperatur\u0105 w d\u00f3\u0142 natrafiamy na specyficzny punkt, na rysunku 4 oznaczony liter\u0105 l \u2013 przypada on w temperaturze Tl = 2.17K. W punkcie tym wrzenie obj\u0119to\u015bciowe w helu zanika (Rys. 5b) a jego powierzchnia, mimo dalszego spadku ci\u015bnienia, a wi\u0119c i temperatury, pozostaje spokojna (Rys. 5c) \u2013 odparowanie zachodzi jedynie z powierzchni helu.<\/p>\n

\"\"\u00a0 \u00a0 \u00a0 \"\"\u00a0 \u00a0 \u00a0 \"\"<\/p>\n

Rys. 5 4He w okolicy przemiany l: a\/ T > Tl, b\/ T ~ Tl, c\/ T < Tl.
Zdj\u0119cia wykonano w ZFNT IFM PAN<\/p>\n

Brak obj\u0119to\u015bciowego wrzenia, tzn. brak p\u0119cherzyk\u00f3w pary wewn\u0105trz cieczy poni\u017cej punktu l, powstaj\u0105cych w wyniku lokalnego przegrzania, \u015bwiadczy o tym, \u017ce takiego przegrzania w obszarze He II wytworzy\u0107 nie mo\u017cna. Oznacza to, \u017ce w tym obszarze nie mo\u017cna wytworzy\u0107 sta\u0142ej r\u00f3\u017cnicy temperatur. To z kolei prowadzi wprost do wniosku, \u017ce istnieje olbrzymia r\u00f3\u017cnica w przewodnictwie cieplnym (kilka rz\u0119d\u00f3w wielko\u015bci) dla obszar\u00f3w powy\u017cej punktu l (He I) i poni\u017cej tego punktu (He II). W obszarze He I ciecz zachowuje si\u0119 klasycznie, a w obszarze He II hel wykazuje w\u0142asno\u015bci kwantowe. Nazwa obserwowanej przemiany pochodzi od kszta\u0142tu zale\u017cno\u015bci ciep\u0142a w\u0142a\u015bciwego w funkcji temperatury przypominaj\u0105cego greck\u0105 liter\u0119 l. Eksperyment ten na pocz\u0105tku lat 30-tych poprzedniego wieku przeprowadzony zosta\u0142 przez W.H. Keesoma w Lejdzie – Rys. 6. Termin nadp\u0142ynno\u015b\u0107 (nadciek\u0142o\u015b\u0107) pojawi\u0142 si\u0119 po serii eksperyment\u00f3w przeprowadzonych w latach 30-tych poprzedniego wieku przez P.L. Kapic\u0119 [13,14] i J.F. Allena i A.D. Missenera [15,16] z ciek\u0142ym helem, kt\u00f3ry np. poni\u017cej temperatury l pokonywa\u0142 bez przeszk\u00f3d (bez tarcia) szczeliny (kapilary) o \u015brednicach rz\u0119du 10-5 cm.<\/p>\n

\"\"<\/p>\n

Rys. 6 Zale\u017cno\u015b\u0107 ciep\u0142a w\u0142a\u015bciwego w funkcji temperatury w okolicy punktu l.<\/p>\n

Pierwsz\u0105 pr\u00f3b\u0105 wyja\u015bnienia zachowania si\u0119 helu w obszarze H II by\u0142 tzw. model dwup\u0142ynowy. Model ten opiera si\u0119 o podstawowe za\u0142o\u017cenia, z kt\u00f3rych pierwsze m\u00f3wi, \u017ce hel poni\u017cej punktu l mo\u017cna opisa\u0107 – zak\u0142adaj\u0105c pojawienie si\u0119 rozdzia\u0142u na dwie sk\u0142adowe \u2013 sk\u0142adow\u0105 normaln\u0105, kt\u00f3ra posiada wszystkie w\u0142asno\u015bci cieczy wyst\u0119puj\u0105cej powy\u017cej punktu l i dodatkow\u0105 sk\u0142adow\u0105, sk\u0142adow\u0105 nadp\u0142ynn\u0105, kt\u00f3ra pojawia si\u0119 po przej\u015bciu fazowym do obszaru He II. W\u00f3wczas ca\u0142kowita g\u0119sto\u015b\u0107 uk\u0142adu jest sum\u0105 dw\u00f3ch wy\u017cej wymienionych sk\u0142adowych. Drugie z za\u0142o\u017ce\u0144 m\u00f3wi, \u017ce sk\u0142adowa nadp\u0142ynna pozbawiona jest lepko\u015bci oraz entropii i posiada bardzo nisk\u0105 energi\u0119. Sk\u0142adowa ta odgrywa rol\u0119 t\u0142a, na kt\u00f3rym manifestuj\u0105 si\u0119 r\u00f3\u017cnego rodzaju wzbudzenia charakterystyczne dla cieczy klasycznej. Obie sk\u0142adowe mo\u017cna pr\u00f3bowa\u0107 rozdzieli\u0107 przy pomocy tzw. filtra entropowego. Jest on barier\u0105 dla cieczy zachowuj\u0105cej si\u0119 klasycznie, a nie stanowi\u0105 \u017cadnej przeszkody dla sk\u0142adowej nadp\u0142ynnej (pozbawionej lepko\u015bci). Trzecie, ostatnie za\u0142o\u017cenie modelu dwup\u0142ynowego m\u00f3wi, \u017ce wzajemny stosunek dw\u00f3ch sk\u0142adowych g\u0119sto\u015bci jest funkcj\u0105 temperatury. Niska energia sk\u0142adowej nadp\u0142ynnej kojarzona jest z kwantowym stanem zwanym kondensatem Bosego-Einsteina. Przemiana l nazywana jest wi\u0119c cz\u0119sto kondensacj\u0105 Bosego-Einsteina [17] a sk\u0142adowa nadp\u0142ynna ciecz\u0105 kwantow\u0105. Kondensacja ta polega na obsadzaniu najni\u017cszych poziom\u00f3w energetycznych przez atomy lub cz\u0105stki b\u0119d\u0105ce bozonami (charakteryzowanymi ca\u0142kowit\u0105 liczb\u0105 spinow\u0105). Takimi cz\u0105stkami s\u0105 w\u0142a\u015bnie atomy helu. W odr\u00f3\u017cnieniu od fermion\u00f3w, bozony, kt\u00f3rych nie obowi\u0105zuje zasada Pauliego, zdolne s\u0105 do obsady tych samych poziom\u00f3w energetycznych. W zwi\u0105zku z tym kondensacja Bosego-Einsteina to kondensacja cz\u0105stek na najni\u017cszym poziomie energetycznym zachodz\u0105ca w nierzeczywistej przestrzeni p\u0119d\u00f3w. Model dwup\u0142ynowy jako podej\u015bcie fenomenologiczne sta\u0142 si\u0119 podstaw\u0105 teorii Landaua, w kt\u00f3rej podstawowymi wzbudzeniami pojawiaj\u0105cymi si\u0119 na tle fazy nadp\u0142ynnej s\u0105 fonony i rotony. R. Feynman w swoim opisie zjawiska nadp\u0142ynno\u015bci rotony okre\u015bli\u0142 jako „duchy” wir\u00f3w tworz\u0105cych si\u0119 w fazie nadciek\u0142ej, gdy naczynie z t\u0105 ciecz\u0105 przekroczy obrotow\u0105 pr\u0119dko\u015b\u0107 krytyczn\u0105. Teorie Landaua [18] i Feynmana [19] oparte s\u0105 o widmo energetyczne helu, w kt\u00f3rym wyr\u00f3\u017cnia si\u0119 dwie ga\u0142\u0119zie: fononow\u0105 i rotonow\u0105.<\/p>\n

Model dwup\u0142ynowy znalaz\u0142 silne potwierdzenie w s\u0142ynnym do\u015bwiadczeniu Andronkaszwiliego [20], kt\u00f3rego wsp\u00f3\u0142czesna wersja [21] odpowiada na wa\u017cne pytanie \u2013 ile atom\u00f3w helu niezb\u0119dnych jest do utworzenia fazy nadp\u0142ynnej. Odpowied\u017a udzielona w pracy [21] brzmi \u2013 60! Model dwup\u0142ynowy doskonale t\u0142umaczy r\u00f3wnie\u017c takie efekty jak fontannowy czy paj\u0105k Kapicy. Efekty te nale\u017c\u0105 do grupy zjawisk zwanych termomechanicznymi, a wi\u0119c generowanymi ciep\u0142em dostarczanym do nadp\u0142ynnego helu. Opr\u00f3cz tych efekt\u00f3w obserwuje si\u0119 r\u00f3wnie\u017c efekt mechanokaloryczny, w kt\u00f3rym zmiany mechaniczne (np. pokonanie filtra entropowego) prowadz\u0105 do zmian temperatury. Oba te zjawiska uj\u0119te zosta\u0142y r\u00f3wnaniem Londona:<\/p>\n

\"\"(1)\u00a0<\/p>\n

\u00a0<\/p>\n

gdzie wsp\u00f3\u0142czynniki \u0142\u0105cz\u0105ce r\u00f3\u017cnice temperatur i ci\u015bnie\u0144 to r – g\u0119sto\u015b\u0107 (ca\u0142kowita \u2013 helu nadp\u0142ynnego i normalnego) oraz S \u2013 entropia.
Z r\u00f3wnania (1) wynika, \u017ce pojawienie si\u0119 lokalnych gradient\u00f3w temperatury prowadzi do wygenerowania r\u00f3\u017cnicy ci\u015bnie\u0144 i na odwr\u00f3t \u2013 wygenerowanie w uk\u0142adzie r\u00f3\u017cnicy ci\u015bnie\u0144 prowadzi do pojawienia si\u0119 r\u00f3\u017cnicy temperatur. Drugi z efekt\u00f3w t\u0142umaczy mo\u017cliwo\u015b\u0107 zaobserwowania w nadp\u0142ynnym helu tzw. drugiego d\u017awi\u0119ku, kt\u00f3ry mierzony jest przy pomocy termometru. Wynika to z trzeciego za\u0142o\u017cenia modelu dwup\u0142ynowego \u2013 fala drugiego d\u017awi\u0119ku to wynik przesuni\u0119cia fazowego drgaj\u0105cych niezale\u017cnie sk\u0142adowych normalnej i nadp\u0142ynnej – fala temperatury pojawia si\u0119 w\u00f3wczas w wyniku wyst\u0105pienia lokalnych zmian g\u0119sto\u015bci, kt\u00f3rych wzajemny stosunek jest funkcj\u0105 temperatury. Opr\u00f3cz drugiego d\u017awi\u0119ku w helu nadp\u0142ynnym mo\u017cliwe jest zaobserwowanie d\u017awi\u0119k\u00f3w trzeciego i czwartego \u2013 obserwuje si\u0119 je w b\u0142onach helowych pokrywaj\u0105cych \u015bcianki naczynia, w kt\u00f3rym hel jest przechowywany. W skrajnych przypadkach efekt ten mo\u017ce doprowadzi\u0107 do opr\u00f3\u017cnienia takiego naczynia w wyniku tzw. przep\u0142ywu potencjalnego [8].<\/p>\n

Przypisy:
[1] M. Planck, Annalen der Physik, 4 (1991) 553
[2] T. \u017buk, W. Kempi\u0144ski, Z. Trybu\u0142a, J. Pichet, przygotowane do druku
[3] J. Stankowski, S. Sitarz, Z. Trybu\u0142a, W. Kempi\u0144ski, T. \u017buk, Acta Phys. Polon. A70 (1986) 291
[4] W. Kempi\u0144ski, T. \u017buk, J. Stankowski, S. Sitarz, Fiz. Niz. Tiemp. 14(5) (1988) 451
[5] E.C. Kerr, R.D. Taylor, Ann. Phys. 26 (1964) 292
[6] E.C. Kerr, J. Chem. Phys. 26 (1957) 13
[7] B.N. Eselson, W.G. Iwantsow, P.S. Nowikow, R.I. Shcherbachenko, U.F.Z. 14 (1969) 1837
[8] C.T. Lane „Nadp\u0142ynno\u015b\u0107” PWN, Warszawa, 1967
[9] X. Chavanne, S. Balibar, F. Caupin, Phys. Rev. Lett. 86 (2001) 5506
[10] E. Kim, M.H.W. Chan, Nature 427 (2004) 225
[11] E. Kim, M.H.W. Chan, Science 305 (2004) 1941
[12] J. Day, J. Beamish, Nature 450 (2007) 853
[13] P.L. Kapica, Proc. Roy. Soc. A 147 (1934) 189
[14] P.L. Kapica, Dok. Akad. Nauk SSSR 18 (1938) 21
[15] J.F. Allen, A.D. Missener, Nature 141 (1938) 75
[16] J.F. Allen, H. Jones, Nature 141 (1938) 243
[17] A.I. Anselm, Podstawy fizyki statystycznej i termodynamiki, PWN, Warszawa 1978
[18] L. Landau, J. Phys. (USSR) 5(1941) 71
[19] R.P. Feynman, Wyk\u0142ady z mechaniki statystycznej, PWN, Warszawa 1980
[20] E.L. Andronikashvili, J. Exp. Theoret. Phys. (USSR) 18 (1948) 424
[21] S. Grebenev, J.P. Toennies, A.F. Vilesov, Science 279 (1998) 2083<\/p>\n

(Artyku\u0142 opublikowany w poradniku wydanym z okazji „100-lecia skroplenia helu przez Heike Kameringha-Onnesa”, 10 lipca 2008 Odolan\u00f3w)<\/p>\n

\u00a0<\/p>\n

[\/et_pb_text][et_pb_toggle admin_label=”Powi\u0105zane tre\u015bci – guzik” _builder_version=”3.18.2″ title=”Powi\u0105zane tre\u015bci:” open_toggle_text_color=”#2a5a53″ title_text_color=”#2a5a53″ body_text_color=”#2a5a53″ border_radii=”on|0px|0px|0px|0px” border_color_all=”#2a5a53″ background_color=”#ffffff” open=”on” border_width_top=”10″ icon_color=”#f0f2f3″ saved_tabs=”all”]<\/p>\n