Podobně jako u podobného termínu "supravodivost", i termín "supratekutost" nejdříve popisoval bezeztrátové proudění tekutého helia, které bylo možno za určitých podmínek pozorovat při teplotách nižších než 2,17 K. Dnes se pod tímto termínem rozumí celá řada neobvyklých vlastností kvantových kapalin obou stabilních izotopů helia (3He and 4He) a jejich směsi. Navíc, projevy supratekutosti byly také pozorovány v řídkých, laserově chlazených obláčcích atomů v tzv. Bose-Einsteinově kondenzátu.
Na to, abychom dobře porozuměli supratekutosti kapalného helia, se musíme nejdříve zaměřit na rozdíly výše zmíněných izotopů. Zatím co se rozšířenější izotop 4He skládá ze dvou protonů a dvou neutronů a tudíž má celočíselní spin a je bosonem, vzácnějšímu izotopu 3He chybí jeden neutron, má tedy poločíselní spin a je fermionem.
Při pokojové teplotě se oba izotopy chovají velmi podobně (liší se jenom v hustotě, difuzivitě a případně během jaderných reakcí), ikdyž každý sleduje jiné kvantově-mechanické rozdělení: bosonické atomy 4He se chovají podle Bose-Einsteinova rozdělení, ale fermionické atomy 3He podléhají Pauliho vylučovacímu principu a sledují proto Fermi-Diracovo rozdělení. V konečném důsledku se tento rozdíl naplno projevuje při nízkých teplotách, například k přechodu do supratekutého stavu dochází při teplotách lišících se o tři řády a dokonce se při něm uplatňují zcela rozličné mechanismy.
Již z fázového diagramu 4He vidíme, že se nejedná o typickou látku. Ve fázovém diagramu totiž nenajdeme trojný bod, anebo rozhraní pevná látka-plyn. Pokud je tedy helium chlazeno za atmosférického tlaku, kapalina nezamrzne ani v limitě absolutní nuly. Abychom mohli pozorovat pevné 4He, musíme na helium zatlačit tlakem alespoň 25 barů.
Místo trojného bodu v heliu vzniká nová fáze, kterou dosáhneme překročením tzv. lambda-čáry, při teplotě přibližně 2,2 K. Tato čára protíná křivku nasycených par při lambda-teplotě asi 2,17 K. Tato nová tekutá fáze helia se z historických důvodů jmenuje He II, zatím co normální tekutou fázi 4He nazýváme He I. Naše skupina se primárně zajímá o He II, neboť jenom tato fáze vykazuje supratekutost.
He II nám umožňuje sledovat přimé důsledky kvantové fyziky na makroskopických škálách. Přirozeně, tyto jevy byly také předmětem prvních studií či objevů.
Pozorujeme-li fázový přechod mezi He I a He II (jedná se o fázový přechod druhého druhu) ve skleněném kryostatu, lze si ihned všimnout, že objemový var He I při přechodu do He II najednou ustane. Důvodem je, že tepelná vodivost He II je asi 3-milionkrát vyšší než vodivost He I, a je tedy dostatečnná k potlačení veškerých teplotních gradientů, které jsou nezbytné k nukleaci varových bublinek. Místo objemového varu se He II odpařuje pouze z povrchu. Podivuhodná je také téměř neomezená smáčivost He II, neboť He II dokonale smáčí téměř všechny známé materiály a jejich povrch pokryje velmi tenkou kapalnou vrstvou. Tento tzv. supratekutý film umožňuje He II vytékat z nádob i po jejich stěnách, nezabránime-li tomuto jevu například zahřátím okraje nádoby.
Pozoruhodnější vlastnosti He II byly pozorovány v experimentech zahrnujících zahřátí malého objemu helia, který je oddělen od zbytku He II vrstvou sintrovaného prášku, němuž se říká "supratekutá díra", tedy velmi jemně porézní materiál získán spojením mikroskopických zrn. Taková vrstva představuje neprůchodnou bariéru pro klasické tekutiny, avšak He II může přes supratekuté díry protékat volně. Lze ukázat, že ve výše popsaném experimentu vzrost teploty vyvolá protlak, který vyžene kapalinu do fontánového jetu. Tomuto jevu se také říká termomechanický jev anebo jednoduše fontánový jev. V He II existuje i opačný jev a nazývá se mechanokalorický jev.
Nejúspěšnější fenomenologický model He II se nazývá dvoukapalinový model. Ikdyž první idey vedoucí k tomuto modelu předložil L. Tisza v 1938, komepletní model byl formulován a dokončen L. Landauem v 1941. Základem modelu je předpoklad, že proudění He II lze rozložit do odděleného proudění dvou složek, normální a supratekuté. Zatím co normální složka je klasická viskózni kapalina a přiřazujeme ji celkovou entropii He II, supratekutá složka je neviskózní kapalina, která může proudit bez vnitřního tření. Tento model vedl k objasnění řady expeŕimentů. Například, abnormálně velkou tepelnou vodivost He II můžeme vysvětlit vznikem teplem generovaného proudění normální složky bez skutečného přesunu hmoty (tzn. supratekutá složka proudí v opačném směru, než normální složka).
Atomy supratekuté složky He II vykazují do jisté míry kolektivní chování. Takovýto stav hmoty lze popsat parametrem uspořádání, tzn. komplexní funkcí prostorových souřadnic a času, která v každém místě prostoru definuje koncentraci He atomů, a v konečném důsledku popisuje veškerou supratekutou složku He II jako jednu vlnu hmoty. Užitím zákonů kvantové mechaniky můžeme odvodit, že takovýto objekt musí být nerotující, tzn. jeho vorticita (rotace rychlosti supratekuté složky) musí být v každém bodu nulová. V rozporu s tímto pravidlem byly ale experimenty s He II v rotující nádobě, které v takové nádobě rotuje jako tuhé těleso, což je proudění s nenulovou voriticitou. V snaze vysvětlit tato pozorování zavedl R. Feynman v roce 1955 jednorozměrné topologické defekty, které se nachází v supratekuté složce a nazývají se kvantované víry.
Kvantované víry mají tloušťku jen několik angstromů a jejich jádra vůbec neobsahují supratekutou složku. Ale hlavně, jejich cirkulace (definována jako uzavřený křivkový integrál rychlosti supratekuté složky) je limitována na spektrum diskrétních (kvantovaných) hodnot v násobcích kvanta cirkulace. Jelikož ale energie kvantovaného víru závisí kvadraticky na kvantovém čísle, víry s kvantovým číslem větším než jedna jsou energeticky nevýhodné. Proto v supratekuté složce He II pozorujeme pouze jedenkrát kvantované víry.
Fázový digram níže znázorňuje, že 3He může existovat v několika různých fázích při teplotách nižsích jako je jeho kritická teplota (2 mK), jedná se tedy o teplotu o tři řády nižší než je kritická teplota 4He. Tento teplotní nepoměr také vysvětluje proč byla supratekutost 3He objevena omnoho později (70. léta).
Jelikož má 3He nenulový jaderný spin, jádra 3He mají příslušné magnetické momenty a tedy i normální tekutá i supratekuté fáze 3He jsou magnetické kapaliny. Narozdíl od Cooprových párů v konvenčních supravodičích mají páry atomů 3He celkový spin S roven 1. V závislosti na vnějším magnetickém poli se tedy mohou kvantově-mechanické stavy, které páry obsazují, měnit. To má za důsledek existenci až třech různých supratekutých fází 3He s různým magnetickým uspořádáním.
V nulovém anebo slabém magnetickém poli (a za nízkých teplot a tlaků) mohou páry atomů 3He obsazovat stavy se všecmi třemi hodnotami jedné komponenty spinu Sz = -1, 0, 1 a vytváří tak supratekutou fázi B s izotropní energetickou mezerou. Při vyšším magnetickém poli (teplotě, tlaku) vzniká fáze A, ve které páry obsazují pouze stavy s Sz = -1 nebo 1. V důsledku magnetického uspořádání má fáze A silně anizotropní energetickou mezeru se dvěma uzly na pólech příslušné Fermiho plochy. Třetí fáze se nazývá A1 a existuje za teplot blízkých kritické teplotě (anebo ve velkých magnetických polích a/nebo za velkého tlaku). Všechny páry ve fázi A1 mají spiny orientované ve směru vnějšího pole a tudíž je projektce Sz = 1. Další supratekuté fázy 3He mohou existovat v jádrech kvantovaných vírů anebo v aerogelech.
Za dostatečně vysokých teplot mají oba izotopy podobné elektrické vlasnosti a tedy jsou vzájemně dokonale rozpustné. Pokud ale směs obsahující více 4He ochlazujeme pod lambda přechod anebo níže (to závisí na koncentraci 3He), dojde k supratekutému přechodu. V této fázi je supratekuté pouze 4He a 3He vystupuje jako další normální složka.
Za teplot nižších jako 0,8 K se dokonalá rozpustnost izotopů v důsledku kvantových efektů naruší a dojde k separaci fází - původně homogenní směs se rozdělí na dvě tekuté fáze, přičemž fáze bohatá na 3He (tzv. koncentrovaná fáze) plove na fázi chudé na 3He (tzv. zředěná fáze). V limitě absolutní nuly je pak 4He plně nerozpustné v 3He, ale naopak, 3He je v 4He rozpustné alespoň částečně, a to do koncentrace asi 6 %.
Tyto vlastnosti umožňují nucený tok 3He přes fázové rozhraní. Pokud je tento tok směrovaný z koncentrované fáze do zředěné, dochází ve směsi k poklesu teploty, což je základní fyzikální princip fungování rozpouštěcích refiregrátorů - výkonných chladících zařízení schopných dosahovat a udržovat velmi nízké teploty (asi 2 mK).
