相变（又称物态变化）最常用于描述物质状态，固体, 液体和气体，以及等离子态 （极少数情况下）。热力学系统的一个相和物质的状态是一致的物理属性。在给定介质的相变过程中，由于外部条件的变化，介质的某些性质通常会不连续地变化，例如 温度, 压强、或其他。例如，液体在加热到 沸点导致体积的突然变化。对发生转变的外部条件的测量称为相变。相变通常发生在自然界中，如今在许多技术中使用。
相变的例子包括:
| 转变为 | |||||
|---|---|---|---|---|---|
| 固态 | 液态 | 气态 | 电浆态 | ||
| 从 | 固态 | 熔化 | 升华 | ||
| 液态 | 凝固 | 汽化 | |||
| 气态 | 凝华 | 凝固 | 电离 | ||
| 电浆态 | 电浆重组（英语：Plasma recombination） | ||||
当一个系统的 热力学自由能 对于某些热力学变量是 非解析的 时，相变就会发生。这种情况通常源于系统中大量粒子的相互作用，不会出现在太小的系统中。需要注意的是，对于温度不是参数的非热力学系统，也可以定义相变。例子包括:量子相变、动态相变和拓扑(结构)相变。在这些类型的系统中，其他参数代替温度。例如，对于渗透网络，连接概率代替了温度。
在相变点(例如， 沸点)物质的两相，液体和 蒸汽，具有相同的自由能，因此同样可能存在。低于沸点时，液体是两者中更稳定的状态，而高于沸点时气态更稳定。
有时候非绝热的改变系统的状态（相对于 绝热 )，可能使得它可以通过相变点而不经历相变。结果状态是 亚稳的。也就是说，没有相变后的状态稳定，但也不是不稳定。例如 过热, 过冷，和 过度饱和。
保罗·埃伦费斯特 基于 热力学自由能 （其作为其他热力学变量的函数）的性质分类相变。[2] 在这种方案下，相变用转变时自由能的不连续最低导数来标记。 一阶相变 表现出自由能的一阶导数相对于某些热力学变量的不连续性。[3] 各种固体/液体/气体转变被归类为一级转变，因为它们涉及密度的不连续变化，密度是自由能相对于压力的一阶导数(的倒数)。 二阶相变 在一阶导数中是连续的(即 序参量 ，它是自由能相对于外场的一阶导数，在转变中是连续的),但是在自由能的二阶导数中表现出不连续性。[3] 其中包括铁等材料的铁磁相变，这里磁化强度是自由能相对于外加磁场强度的一阶导数，随着温度降低到 居里温度，磁化率，即自由能随磁场的二阶导数不连续变化。根据埃伦费斯特分类方案，原则上可以有三阶、四阶和更高阶相变。
虽然有用，但埃伦费斯特的分类被认为是一种不完整的相变分类方法，因为它没有考虑到自由能的导数发散的情况（这只出现在 热力学极限)。例如，在 铁磁相变中， 热容发散到无穷。超导相变也出现了同样的现象。
在现代分类方案中，相变被分为两大类，与埃伦费斯特类命名相似:[2]
一阶相变 包含 相变潜热。在这种转变过程中，系统或者吸收或者释放固定的(通常是大量的)每单位体积能量。在此过程中，随着热量的增加，系统的温度将保持不变：系统处于“混合相状态”，在这种状态下，系统的某些部分完成了转换，而其他部分没有完成。熟悉的例子是冰的融化或水的沸腾(水不会立即变成 蒸汽，但形成一个 动荡的 液态水和蒸汽气泡的混合物)。伊姆里和渥蒂斯的研究表明，淬火后的无序可以扩大一级相变。也就是说，转变在有限的温度范围内完成，但是过冷和过热等现象仍然存在，并且在热循环中观察到滞后现象。[4][5][6]
二阶相变 也被称为 “连续相变”。它们的特点是具有发散的磁化率，无穷大的关联长度，和临界点附近关联的 幂律 衰减。二阶相变的例子有 铁磁 相变，超导相变（对于 第一类超导体 ，没有外场时相变是二阶的，对于 第二类超导体 对于正常态-混合态和混合态-超导态转变，相变都是二阶的），超流 相变。与粘度相比，非晶材料的热膨胀和热容在玻璃化转变温度下会相对突然的变化 这能用 差示扫描量热法 精确的测量。 列夫·朗道 给出了一个关于二阶相变的唯象理论 。
除了孤立、简单的相变之外，当改变磁场或成分等外部参数时，还会出现相变线和多临界点。
一些相变被称为无穷阶相变。 它们是连续的，但不打破 。最著名的例子是二维 XY模型中的 科斯特利兹——索利斯相变。许多量子相变属于此类，例如二维电子气体中的量子相变。
在一些 聚合物和其他液体中可以观察到 液体-玻璃相变 。它可以过冷到远低于晶相的熔点。这在几个方面非比寻常。这不是热力学基态之间的转变：人们普遍认为真正的基态总是结晶的。玻璃是一种 淬火无序 状态，它的熵、密度等等，取决于热力学过程。因此，玻璃化转变主要是一种动态现象：在冷却液体时，内部自由度相继失去平衡。一些理论方法预测了无限长弛豫时间假设极限下的潜在相变。[7][8] 没有直接的实验证据支持这些相变的存在。
在有限的温度范围内会发生由于无序而变宽的一阶相变，当温度降低时，低温平衡相的比例从0增加到1(100%)。共存组分随温度的这种连续变化带来了有趣的可能性。冷却时，一些液体玻璃化成玻璃，而不是转变成平衡晶相。如果冷却速度快于临界冷却速度，就会发生这种情况，这是由于分子运动变得非常慢，分子无法重新排列到晶体位置。[9] 这种减慢发生在玻璃形成温度Tg以下，这可能取决于所施加的压力。[10][10] 如果一级凝固相变发生在一个温度范围内，并且Tg落在这个范围内，会有一个有趣的可能性，即相变会处在部分的和不完全的状态。推广这种想法到低温下的一阶磁相变，可以观察到类似的现象，即低于一个最低温度时，两种磁相共存。首次报道是在铁磁到反铁磁相变的情况下，[11] 这种持续的相位共存现在已经在各种一阶磁相变中得到验证。这些材料包括巨磁阻锰氧化物材料，[12][13] 磁致热材料，[14] 磁性形状记忆材料，[15] 和其他材料。[16] Tg落在转变发生的温度范围内的这些观察结果的有趣特征是，一阶磁转变受到磁场的影响，就像结构转变受到压力的影响一样。与压力相反，磁场相对容易控制，这就增加了我们可以详尽研究Tg和Tc之间相互作用的可能性。一阶磁跃迁的相位共存将有助于解决理解玻璃时出现的尖锐问题。
在任何包含液相和气相的系统中，都存在压力和温度的特殊组合，称为 临界点，此时液体和气体之间的转变成为二阶相变。在临界点附近，流体足够热并被压缩，以至于几乎不存在液相和气相之间的区别。这可以与临界乳光现象联系起来。由于密度涨落，液体在所有可能波长(包括可见光波长)下呈现乳白色。
相变通常包括 对称性破缺 过程。例如，流体凝固成 晶体 破坏了连续的 平移对称性：流体中的每个点具有相同的性质，但是晶体则不然（除非这些点是从晶格的晶格点中选择的）。通常，由于 自发对称性破缺，高温相比低温相包含更多的对称性，除了某些 偶然对称性 (例如形成重的 虚粒子，这仅在低温下发生)。[17]
序参量 是相变系统中跨越边界的有序程度的量度；它通常在一个相（通常高于临界点）中为零而在另一个相中非零。[18] 在临界点，序参量通常会发散。
序参量的一个例子是铁磁系统相变过程中的磁场 。对于液体/气体相变，序参量是密度差。
从理论角度来看，序参量是由对称性破缺引起的。当这种情况发生时，需要引入一个或多个额外的变量来描述系统的状态。例如，在 铁磁相变中，必须提供磁场，当系统冷却到低于 居里点时，磁场方向趋同。但是，请注意，对于非对称性破缺相变，也可以定义序参量。一些相变，如超导和铁磁，可以有不止一个自由度的序参量。在这样的相中，序参量可以是复数、向量、甚至张量的形式，其值在相变时变为零。
在非序参量方面也存在对相变对偶的描述。这表明存在类似于线性的激发，例如 涡旋-或者 缺陷 线。
对称性破缺相变在 宇宙学中扮演了重要的角色。李·斯摩林和 杰里米·伯恩斯坦 推测，在 高温的早期宇宙，真空（即空间中的各种 量子场 ）存在大量的对称性。随着宇宙的膨胀和冷却，真空经历了一系列对称性破缺的相变。例如，电弱相变破缺了 电弱场 的SU(2)×U(1)对称性，其变成了现在 电磁场的U(1)对称性。这种相变对于理解当今宇宙中物质和反物质数量的不对称非常重要。
膨胀宇宙中的逐渐相变牵涉到宇宙中序的演变，正如 埃里克·蔡森（Eric Chaisson）[19] 和 大卫·雷泽（David Layzer）的工作所示[20] 。
连续相变比一阶相变更容易研究，因为没有 相变潜热，它们被发现有许多有趣的特性。与连续相变相关的现象被称为临界现象，因为它们与临界点相关。
事实证明，连续相变可以用以下参数来表征 临界指数。最重要的指数可能是接近相变时描述发散的热力学 关联长度 。例如，让我们检查相变附近的 热容 。我们改变温度 T 同时保持所有其他热力学变量不变，会发现某个临界温度 Tc 时会相变。当T 接近 Tc 时，热容量 C 通常有 幂律 性质，
非晶材料的热容在玻璃化相变温度附近具有类似的行为，一般临界指数α = 0.59[21] 。关联长度也具有类似的性质，但用指数 ν 代替 α。
指数 ν 是正定的。这与 α不同。它的实际值取决于我们正在考虑的相变类型。
人们普遍认为 临界指数在临界温度上下是相同的。现在已经证明这不一定是对的：当连续对称被无关的（重正化群意义上的）各向异性显式分解成离散对称时，那么一些指数(例如 磁化率的指数)不同。[22]
对于-1 < α < 0时，热容在相变温度下有“扭结”。在液氦的 λ相变 ，即从正常状态到 超流体 相变中有此性质，实验发现这里α = -0.013 0.003。 至少有一项实验是在轨道卫星的零重力条件下进行的，目的是将样品中的压力差降至最低。[23] α的实验值与理论预测一致，理论预测基于 变分扰动理论。[24]
对于0 < α < 1，热容在相变温度下发散（尽管当α <1时 焓保持有限）。这种行为的一个例子是三维铁磁相变。对于单轴磁体的在三维 伊辛模型 ，详细的理论研究得出指数α 约为+0.110。
一些模型系统不遵守幂律行为。例如，平均场理论预测在相变温度下热容的有限不连续性，二维伊辛模型具有 对数发散。然而，这些系统是限制情况和规则的例外。真实相变表现出幂律行为。
定义其他几个临界指数 β, γ, δ, ν，和 η来检查相变附近可测量物理量的幂律行为。指数通过缩放关系相关联，例如
。
可以表明只有两个独立的指数，例如 ν 和 η。
不同系统中出现的相变通常具有相同的临界指数，这是一个显著的事实。这种现象被称为 普遍性。例如，已经发现液气临界点的临界指数与流体的化学成分无关。
更令人印象深刻的是，但从上面可以理解，它们与单轴磁体中铁磁相变的临界指数完全匹配。这种系统被认为是同一普遍性类别。普遍性是 重整化群 相变理论的预测，该理论指出相变附近系统的热力学性质仅取决于少量特征，如维数和对称性，对系统的基本微观性质不敏感。同样，关联长度的发散是关键点。
还有其他一些临界现象；例如，除了 静态函数 还有 临界动力学。因此，在相变时，可能会观察到临界减速或 加速。连续相变大的 静态普遍性类 分裂成更小的 动态普遍性类 。除了临界指数之外，磁场的某些静态或动态函数以及与临界值的温差也存在普遍关系。
另一个显示相变和临界指数的现象是 逾渗。最简单的例子也许是二维正方形网格中的渗流。站点随机被概率p占据。对于p的小值，被占据的站点仅形成小簇。在某个阈值pc 一个巨大的簇形成了，于是我们得到了一个二阶相变。[25] 接近pc时 P∞ 趋于(p-pc)β，其中β是临界指数。
相变在生物系统中起着许多重要的作用。比如 脂质二重层 构造， 蛋白质折叠 和 脱氧核糖核酸解链中的 线圈-球相变 ， 脱氧核糖核酸缩合中的类液晶相变，以及与具有相变特征的脱氧核糖核酸和蛋白质结合的协同配体。[26]
凝胶到液晶的相变在生物膜的生理功能中起着至关重要的作用。在凝胶阶段，由于膜脂脂肪酰基链的低流动性，膜蛋白的运动受到限制，因此行使其生理作用被抑制。暴露在寒冷环境温度下，植物严重依赖叶绿体类囊体膜的光合作用。类囊体膜即使在相对较低的温度下也能保持固有的流动性，因为它们含有高含量的亚麻酸、其有18碳链和3个双键，从而允许脂肪酰基的高度紊乱。[27] 生物膜的凝胶-液晶相变温度可以通过许多技术来确定，包括量热法、絮凝法， 自旋标记物 电子顺磁共振 和 核磁共振 （通过在一系列样品温度下记录相关参数的测量值）。这里还提出了一种从13-碳核磁共振谱线强度测定它的简单方法。[28]
有人提出一些生物系统可能位于临界点附近。例子包括蝾螈视网膜中的神经网络，[29] 鸟群[30] ，果蝇的基因表达网络，[31] 和蛋白质折叠。[32] 然而，不清楚其他原因能否解释一些支持临界性论点的现象。[33] 也有人认为，生物有机体具有相变的两个关键特性：宏观行为的变化和系统在临界点的一致性。[34]
在处于压力下的生物体群体中（当接近临界转变时），相关性趋于增加，同时波动也增加。这种效果得到了许多实验和人群、老鼠、树木和草类植物的观察的支持。[35]
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