WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
-- [ Страница 1 ] --

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ СТАВРОПОЛЬСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

на правах рукописи

НЕЧАЕВА Оксана Александровна СТРУКТУРНАЯ ОРГАНИЗАЦИЯ МАГНИТНЫХ КОЛЛОИДОВ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И

МАГНИТНОМ ПОЛЯХ 01.04.13 – электрофизика, электрофизические установки Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель доктор физико-математических наук, профессор Диканский Ю. И.

Ставрополь 2003 СОДЕРЖАНИЕ ВВЕДЕНИЕ ГЛАВА 1. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ 1.1. Природа магнитных жидкостей 1.2. Взаимодействие частиц и представления о фазовых переходах в 4 10 10 17 24 33 42 42 46 53 57 МИКРОКАПЕЛЬНАЯ СТРУКТУРА В МАГНИТНОЙ 62 62 64 75 80 В 86 магнитных жидкостях 1.3. Концентрационные структурные образования в тонких слоях магнитной жидкости и связанные с ними оптические эффекты 1.4. Электрофизические свойства магнитных жидкостей ГЛАВА 2. ОБЪЕКТ И МЕТОДЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ 2.1. Объект исследования 2.2. Методика и техника исследования структурных превращений магнитных жидкостей в электрическом и магнитном полях 2.3. Методика исследования намагниченности магнитных жидкостей 2.4. Методика определения диэлектрической проницаемости магнитной жидкости ГЛАВА 3. ЖИДКОСТИ;

ОСОБЕННОСТИ ДЕФОРМАЦИИ МИКРОКАПЕЛЬНЫХ АГРЕГАТОВ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ. 3.1. Магнитная жидкость с микрокапельными агрегатами 3.2. Особенности деформации микрокапельных агрегатов, содержащихся в магнитной жидкости при воздействии электрического поля 3.3. Особенности деформации микрокапель при одновременном воздействии электрического и магнитного полей 3.4. Развитие колебательной неустойчивости деформированных капель ГЛАВА 4. ФОРМИРОВАНИЕ ПЕРИОДИЧЕСКИХ СТРУКТУРНЫХ РЕШЕТОК В ТОНКИХ СЛОЯХ МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ 4.1.

Фазовый переход в магнитных жидкостях в постоянном 86 106 122 электрическом поле 4.2. Структурные превращения в двухфазной магнитной жидкости в переменном электрическом поле ЗАКЛЮЧЕНИЕ СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ.

ВВЕДЕНИЕ Актуальность проблемы.

Работа посвящена исследованию высокодисперсных коллоидов ферромагнетиков («магнитных жидкостей»), до настоящего времени остающихся объектом, привлекающим широкий интерес исследователей. Внимание к магнитным жидкостям объясняется не только возможностью их практического применения, но и возникновением целого ряда физических проблем, касающихся только таких сред. Благодаря уникальному сочетанию магнитными жидкостями текучести и способности взаимодействовать с магнитным полем, свойствами, исследованию которых они обладают оригинальными посвящено достаточно большое магнитомеханическими, термомагнитными, магнито- и электрооптическими количество работ. Наблюдающиеся в магнитных жидкостях эффекты во многом определяются свойствами дисперсных частиц, их диполь-дипольным взаимодействием и связанным с ним структурным состоянием системы. Ряд особенностей свойств магнитных жидкостей связан с наличием в магнитных жидкостях системы агрегатов определенного типа. Появление агрегатов в магнитных жидкостях, как правило, связывается с проявлением магнитодипольного взаимодействия между однодоменными дисперсными частицами и воздействием магнитных полей. Вместе с тем, на структурное состояние магнитных коллоидов существенное влияние могут оказывать также и электрические поля. При этом, наиболее интересные эффекты повидимому могут возникать в достаточно тонких слоях магнитных коллоидов, где велико влияние двойных электрических слоев, образующихся у электродов. Кроме того, действие электрического поля может приводить к возникновению электрогидродинамической неустойчивости, изменению, вследствие этого, структурного состояния системы, что в свою очередь может оказать существенное влияние на физические свойства магнитных коллоидов. В связи с этим, в настоящее время актуальными являются исследования процессов возникновения и трансформации в магнитных коллоидах структурных образований (агрегатов) и организации их в структурные решетки, а также оптических эффектов, возникающих в этих случаях. При этом несомненный интерес представляет исследование таких процессов при воздействии электрического и совместно действующих электрического и магнитного полей. Результаты исследования в этом направлении могли бы внести существенный вклад в развитие физики магнитных коллоидов, выявить ряд особенностей взаимодействия таких сред с электромагнитным полем. Целью настоящей работы является изучение структурной организации в тонких слоях магнитных коллоидов при воздействии на них электрического и магнитного полей. Научная новизна диссертации заключается в следующем: Впервые экспериментально обнаружено возникновение лабиринтной и полосчатой структуры в тонких слоях в первоначально “однородных” магнитных жидкостях при воздействии электрического поля. Показана возможность управлением такими структурными решетками дополнительным воздействием магнитного поля. Впервые изучено образование периодических структурных решеток в тонких слоях первоначально расслоенной на две фазы магнитной жидкости в переменном электрическом поле. Показано, что одновременное действие на такие среды переменным электрическим и постоянным магнитным полями позволяет создавать управляемые дифракционные системы. Обнаружена и экспериментально исследована колебательная неустойчивость формы микрокапли магнитной жидкости в переменном электрическом поле при дополнительном воздействии магнитного поля. Получены также новые результаты при исследовании особенностей компенсации деформации формы микрокапли, вызванной переменным электрическим полем с помощью дополнительного воздействия магнитным полем в широких температурном и частотном интервалах.

Практическая ценность структурных электрического решеток поля, в их диссертации заключается жидкостях при при в том, что полученные результаты исследования возникновения магнитных трансформации периодических воздействии величины изменении напряженности поля и его частоты, а также дополнительного воздействия магнитным полем внесли определенный вклад в развитие физики магнитных коллоидов. Обнаруженные и исследованные дифракционные эффекты в электрическом поле, а так же при совместном действии электрического и магнитного полей могут служить основой для создания устройств управления световыми потоками и управляемых дифракционных систем. Автор защищает:

- вывод о возможности фазового перехода в тонких слоях магнитных жидкостях в электрическом поле и особенности влияния на него изменения температуры и дополнительного действия магнитного поля;

- обнаруженный эффект возникновения в первоначально однородной магнитной жидкости лабиринтной и полосчатой структурной решетки в результате действия постоянного электрического поля;

- экспериментально обнаруженное явление возникновения и трансформации регулярных структурных решеток в тонких слоях магнитной жидкости, расслоенной на слабо- и сильноконцентрированную фазы при воздействии на нее переменного электрического поля, а также эффекты их трансформации при изменении частоты, температуры и дополнительного воздействия магнитного поля;

- обнаруженные дифракционные эффекты обусловленные наблюдаемыми структурными решетками;

- экспериментально обнаруженные особенности деформационных эффектов микрокапельного агрегата при совместном действии переменного электрического и постоянного магнитного полей, а так же особенности возникновения колебательной неустойчивости его формы и влияния на ее характер дополнительного воздействия магнитного поля. Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы, содержащего 162 наименования. Материал диссертации содержит 140 страниц, 41 рисунок. Во введении обоснована актуальность разрабатываемой темы, сформулирована цель работы, научная новизна и основные положения, выносимые на защиту. В первой главе приведен обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных физике магнитных жидкостей. Обращено внимание на работы, в которых рассматриваемые процессы образования агрегатов в магнитных коллоидах трактуются как фазовые переходы, указывается на возможность структурных изменений не только в магнитных, но и в электрических полях. Рассмотрены также работы, в которых исследуется образование микрокапельных агрегатов и их поведение в силовых полях, а также формирование периодических структурных решеток в тонких слоях магнитных жидкостей при воздействии на них магнитных полей. Кроме этого, проведен анализ ряда работ посвященных электрофизическим свойствам магнитных жидкостей, в частности, содержащих информацию о формировании объемного заряда и слоя с повышенной концентрацией дисперсных частиц в приэлектродном пространстве. Рассмотрены также работы, посвященные образованию структуры в тонких слоях магнитной жидкости при воздействии электрического поля. Глава закончена анализом проведенного литературного обзора и постановкой задач, решаемых в диссертации. Во второй главе описан объект исследования, методы и установки для исследования структуры и оптических свойств магнитных жидкостей при воздействии на них постоянных и переменных электрических полей, а также при совместном действии электрического и магнитного полей. Описаны также методы и установки для контроля параметров исследуемых образцов – объемной концентрации, диэлектрической проницаемости, удельной проводимости и намагниченности насыщения. В третьей главе приведены результаты исследования поведения микрокапли магнитной жидкости в переменном электрическом поле. Показано, что, несмотря на разный характер деформации в низкочастотном и высокочастотном диапазоне (при низких частотах капля сплющивается, при высоких – вытягивается вдоль силовых линий поля) в обоих случаях возможна компенсация деформационного эффекта с помощью дополнительного воздействия магнитным полем. При этом различие механизмов деформации проявляется при температурных исследованиях компенсационного эффекта. Обнаружено, что при низких частотах (20 – 60 Гц) повышение напряженности электрического поля приводит к развитию колебательной неустойчивости формы капли. Установлено, что дополнительное воздействие магнитного поля приводит к переходу колебательной неустойчивости во вращательную. Четвертая глава посвящена исследованию процессов формирования структурных решеток в постоянном и переменном электрическом полях, а также особенностям их трансформации при дополнительном воздействии постоянным магнитным полем. Обнаружено, что воздействие электрического поля на первоначально однородную магнитную жидкость на основе керосина приводит к формированию в тонком слое лабиринтной структуры, на характер которой существенное влияние оказывает температура, а также магнитное и гравитационное поля. Исследована дифракция света на сформировавшихся в электрическом поле регулярных структурных решетках. Изучены структурные превращения в электрическом поле, в тонких слоях магнитной жидкости расслоенной на слабои сильноконцентрированную фазы. Обнаружено возникновение в этом случае лабиринтной и гексагональной структурных решеток в зависимости от частоты и напряженности переменного электрического поля. Показано, что при дополнительном воздействии на полученную структуру в таких магнитных жидкостях магнитного поля возможно создание управляемых полосчатых дифракционных решеток. Проведен анализ наблюдаемых явлений.

ГЛАВА 1. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ 1.1. Природа магнитных жидкостей Магнитные жидкости (МЖ) – стабилизированные коллоидные растворы ферромагнетиков в некоторой жидкости – носителе, их магнитные свойства определяются содержанием твердой магнитной составляющей, которая может достигать 25 объёмных процентов. МЖ представляют собой взвесь однодоменных немагнитной микрочастиц среде феррои ферримагнетиков толуоле, в жидкой и (керосине, воде, минеральных кремнийорганических маслах и т. п.). В качестве твердого магнетика используется высокодисперсное железо, ферромагнитные окислы Fe2O3, Fe3O4, ферриты никеля, кобальта. Дисперсные частицы, вследствие малости их размеров (около 10 нм), находятся в интенсивном тепловом движении. Агрегативная устойчивость коллоидных систем с магнитными частицами обеспечивается адсорбционными слоями, препятствующими сближению частиц на такие расстояния, при которых энергия притяжения становится больше, чем разупорядочивающая энергия теплового движения. Для создания адсорбционных слоев, препятствующих укрупнению частиц вследствие их слипания, в коллоид вводится определенное количество стабилизатора - поверхностно-активного вещества (ПАВ). Как правило, в качестве ПАВ используют вещества, состоящие из полярных органических молекул, которые и создают на поверхности дисперсных частиц адсорбционно-сольватные слои. В магнитных жидкостях в качестве стабилизатора чаще всего используется олеиновая кислота. Вследствие достаточно большого магнитного момента сравнению с атомными моментами однодоменных частиц по магнитная восприимчивость ферроколлоидов в десятки тысяч раз выше, чем естественных жидких магнетиков. Намагниченность насыщения концентрированных магнитных жидкостей может достигать 100 кА/м в магнитных полях напряженностью 105 А/м при сохранении текучести МЖ. Ее величина зависит от размера частиц и их объемной концентрации. Однако, увеличение размера частиц ограниченно из-за возможности слипания частиц за счет их большого магнитного момента или нарушения условия однодоменности. Поэтому, в устойчивых коллоидах обычно размер частиц не превышает 10-15 нм. Наиболее распространенной магнитной жидкостью является МЖ типа магнетит в керосине с олеиновой кислотой в качестве стабилизатора. Впервые методика получения стабилизированного коллоидного раствора магнетита была предложена В.Элмором [1]. В последнее время такие жидкости получают методом конденсации при осаждении магнетита щелочью из водного раствора солей двух- и трехвалентного железа. Подробное описание большинства подобных методик приведено в работе [2]. В результате использования таких методик получают МЖ, вязкость которой при намагниченности описанным насыщения 50-60 кА/м может быть сравнима с определяется колоколообразной функцией них вязкостью воды. Полидисперсность магнетитовых частиц, полученных способом, распределения частиц с шириной распределения порядка среднего размера частиц (10 нм). В столь малых частицах при сохранении в самопроизвольной намагниченности возрастает хаотическая переориентация момента вероятность тепловых ее флуктуаций магнитного момента [3]. В результате этого возможна частицы относительно кристаллографических направлений с характерным временем неелевской релаксации N = 0·exp(), где = Ea/kT, - эффективная энергия магнитной анизотропии, 0=10-9 с [4]. Такие частицы, вследствие их специфики, получили название "суперпарамагнитные " [5]. В жидкой среде возможна также вращательная диффузия самих частиц. В этом случае может проявиться броуновский механизм релаксации магнитного момента, при этом, преобладание броуновского или неелевского механизма релаксации зависит от соотношения времен релаксации N и вращательной D = 3V kT ( - вязкость дисперсионной среды).

Магнитные свойства магнитных жидкостей определяются размерами, магнитной структурой ферромагнитных частиц, а также их взаимодействием. Основным средством управления магнитными жидкостями является магнитное поле. В магнитном поле физические свойства магнитных жидкостей (оптические, магнитные, электрические) анизотропны. Процессы установления анизотропии определяются броуновским движением частиц и тепловыми флуктуациями их магнитного момента. Специфика теплофизических явлений магнитных жидкостях определяется зависимостью намагниченности от температуры, концентрации частиц, а также действием пондеромоторных сил их собственного поля. Для описания магнитных жидкостей применимы общие принципы описания взаимодействия электромагнитного поля со средой. используются различные модели. С помощью воздействия на магнитную жидкость неоднородного магнитного поля можно достичь объемных пондеромоторных сил на несколько порядков превышающих силу тяжести. Эти силы используются в магнитожидкостных сепараторах, датчиках ускорений и т.д. Вследствие возможности локализации МЖ полем были разработаны материалы, магнитожидкостные уплотнения, управляемые смазочные В общем случае учет взаимодействия между частицами представляет собой сложную задачу, для решения которой магниточувствительные жидкости для дефектоскопии и др. На практике применяются самые разнообразные магнитные жидкости, среди которых следует выделить МЖ на основе минеральных масел и кремнийорганических сред. Вязкость таких магнитных жидкостей при намагниченности насыщения 20-40 кА/м может достигать величины порядка 104 Па·с, поэтому, их иногда идентифицируют с магнитными пастами. Для нужд медицины разрабатываются МЖ на пищевых растительных маслах.

На начальном этапе исследования о них магнитных как жидкостей было жидкой сформировано представление однородной намагничивающейся среде с термодинамически равновесной поляризацией. Так в работе Розенцвейга и Нойрингера [6] пондеромоторное воздействие неоднородного магнитного поля на магнитную жидкость рассматривается на основе наличия в ней объемной плотности сил и объемной плотности импульсов сил. Представление магнитной жидкости в виде однородного дипольного газа, в котором элементарным носителем магнитного момента является дисперсная частица, позволяет применить для описания намагничивания выражение для намагниченности такой системы закон Ланжевена [7], выведенный им для ансамбля молекул парамагнитного газа. В этом случае магнитной жидкости М в поле Н может быть представлено в виде:

M = M S L ( ) = M L ( ) (1.1) = µ0 mH / kT где Ms намагниченность насыщения исходного диспергированного вещества, - объемная концентрация твердой фазы, M - намагниченность насыщения коллоида, m - магнитный момент дисперсной частицы. В слабых полях функция Ланжевена может быть представлена первым членом разложения в ряд Тейлора L( ) =. В этом случае выражение для начальной магнитной восприимчивости = M H имеет вид:

= µ 0 nm 3kT (1.2) Предполагая, что форма дисперсных частиц близка к сферической, с учетом m = M sV (V - объем частицы) получаем:

= µ0 M M S d 18 kT (1.3) где M = nm - намагниченность насыщения МЖ, d - диаметр частицы, n числовая концентрация.

В достаточно сильных магнитных полях, когда H >> Ланжевена может быть представлена в виде L = 1 принимает вид:

kT, функция µ0m и уравнение (1.1) M = M На 6 M kT µ0 M S Hd (1.4) основе ланжевеновской зависимости намагниченности от поля диаметра d частицы по измерениям магнитной возник метод магнитной гранулометрии [8]. С его помощью возможно определение восприимчивости в слабых полях и по измерениям намагниченности в сильных полях, т.е. в области, близкой к насыщению. Соответствующие расчеты проводятся по формулам:

d0 = 6kTM 18kT ;

d = 3 µ0 M s K µ 0 M s M 1. H (1.5) где K = M 1 H в области линейной зависимости M В первых экспериментальных работах было получено хорошее согласие кривых намагничивания с функцией Ланжевена [7,9]. Некоторое отклонение хорошо устраняется учетом распределения частиц по размерам. Так, использование в качестве функции распределения формулы Гаусса дало возможность представить зависимость намагниченности от поля в виде [7]:

d n( a ) µ M M = M L 0 S a3 H da 6k T da n (1.6) где n - полное число частиц в объеме, n(a ) - число частиц, диаметр которых удовлетворяет d < a. В дальнейшем магнитные свойства МЖ изучались в работах [10-12]. В работе [10] различие между значениями объемной концентрации, вычисленными независимо по плотности МЖ и ее намагниченности насыщения, объясняется тем, что молекулы ПАВ могут образовать в результате реакции с магнетитом немагнитное соединение - олеат железа. Вследствие этого происходит уменьшение диаметра магнитного керна на некоторую величину, которая, по предположению примерно равна постоянной решетки авторов работы, магнетита. кристаллического Выражение для намагниченности в этом случае имеет вид:

2 3 µ M H M = M S / ni d i ni ( d i d ) L 0 S ( d i d ) i kT i ni - число частиц диаметром di. Согласование экспериментальных данных с рассчитанными по этой формуле получено также в работе [12]. Магнитогранулометрические расчеты, проводившиеся в ряде работ [10, 11, 13], показали, что значение диаметра частицы, найденное по магнитным измерениям в слабых полях, всегда больше найденного по магнитным измерениям в сильных полях. Как правило это объясняется тем, что в слабых полях в намагниченность МЖ больший вклад вносят крупные частицы, тогда как в области насыщения начинают ориентироваться и более мелкие частицы, находящиеся в более интенсивном броуновском движении. Уравнения, описывающие движение дисперсной намагничивающейся среды с использованием методов термодинамики необратимых процессов, выведены в работах В.В. Гогосова и др. [14]. B ряде работ [15-19] магнитная жидкость рассматривается как однородная жидкость с внутренними моментами вращения (предполагается жесткая связь магнитного момента частицы с ее твердой матрицей). В этом случае в гидродинамические уравнения входят D броуновское время ориентационной релаксации частицы и S - время затухания собственного вращения частицы, которые зависят от размера частиц с сольватной оболочкой. Экспериментальное определение времени ориентационной релаксации осуществлялось в ряде работ [20, 21], однако до настоящего времени она не является однозначно решенной ввиду ее сложности. частиц с Учет вращательных степеней свободы, как показано М.И.Шлиомисом [19] для магнитожестких частиц и А.О.Цеберсом [22] для неелевским механизмом релаксации, позволяет объяснить увеличение вязкости магнитных жидкостей во внешнем магнитном поле. Другой причиной увеличения вязкости МЖ в магнитном поле может быть взаимодействие частиц, приводящее к образованию цепочечных агрегатов. Так, в работе [23] по результатам исследования вязкости МЖ при различной ориентации поля проведены оценки анизотропии формы частиц, а из сопоставления результатов измерения вязкости, намагниченности и времен релаксации магнитного момента сделан вывод, что коллоидные частицы МЖ не являются однодоменными, частиц. На а представляют вклад собой агрегаты однодоменных существенный диполь-дипольного взаимодействия во внутреннее трение в МЖ указано в работах [24, 25], где обнаружено, что концентрированные магнитные жидкости проявляют неньютоновские свойства. В [25] показано, что обнаруженный при малых скоростях свойств сдвига магнитных предел жидкостей, текучести связанное с пропорционален силе магнитодипольного взаимодействия частиц. На проявление неньютоновских магнитодипольным также в [26], где напряженности взаимодействием дисперсных частиц, указывалось магнитного поля. Таким образом, до некоторых пор считалось установленным фактом, что магнитная жидкость ведет себя в являются дисперсные частицы. магнитном Однако, в поле как однородная дальнейшем, вместе с суперпарамагнитная среда, в которой элементарным носителем магнетизма осуществлением синтеза более концентрированных магнитных жидкостей, стало появляться все больше работ, ставящих под сомнение применимость для описания свойств МЖ модели однородной среды, подчиняющейся классической особенностей теории парамагнетизма. свойств Стало очевидным, жидкостей что связан ряд с физических магнитных показано, что начальное напряжение сдвига зависит от магнитодипольным взаимодействием малых частиц, которое может приводить к процессам агрегирования в таких системах. Вследствие этого исследование процессов структурообразования стало весьма актуальным для дальнейшего развития физики магнитных жидкостей.

1.2. Взаимодействие частиц и представления о фазовых переходах в магнитных жидкостях Как было уже указано выше (в 1.1), до некоторых пор считалось установленным фактом, что магнитная жидкость ведет себя в магнитном поле как однородная суперпарамагнитная среда, в которой элементарным носителем магнетизма являются дисперсные частицы. Для описания намагничивания такой системы возможно применять закон Ланжевена [7], выведенный им для ансамбля молекул парамагнитного газа. Действительно, зависимость намагниченности от напряженности поля системы однодоменных частиц, когда их процентное содержание в единице объема мало и межчастичным взаимодействием можно пренебречь, достаточно хорошо описывается функцией Ланжевена. По оценкам В.Б. Евдокимова [27, 28], применение уравнения Ланжевена возможно, если концентрация частиц имеет порядок 0,1 объемных процентов. Объемная концентрация дисперсной фазы магнитных жидкостей может достигать 20 - 25 %, в связи с чем возник вопрос о применимости уравнения Ланжевена для описания их намагниченности. В первых работах [7-10] расхождение экспериментально полученных кривых намагничивания с кривой Ланжевена объясняется полидисперсностью системы. Однако, для распространенных в настоящее время высококонцентрированных магнитных жидкостей в первую очередь необходим сложившиеся учет на межчастичного настоящее время, взаимодействия. основанные на Действительно, большом числе экспериментальных данных представления о структуре и физических процессах, протекающих в магнитных жидкостях, позволяют сделать однозначный вывод о неотъемлемой роли межчастичных взаимодействий. В связи с тем, что практический интерес к магнитным жидкостям основан на их способности естественными ощутимо явились взаимодействовать исследования с магнитным полем, влияния межчастичных взаимодействий на магнитные свойства магнитных жидкостей [29]. В последнее время этому вопросу было посвящено немалое количество как теоретических [30-35], так и экспериментальных работ [36-38]. Доказано, что межчастичное диполь-дипольное взаимодействие увеличивает начальную магнитную восприимчивость и намагниченность магнитной жидкости по сравнению с идеальным парамагнитным газом. Имеющиеся теоретические модели, принимающие во внимание как взаимодействие частиц, так и полидисперсность намагничивания, Наиболее системы, достаточно и успешно описывают кривые температурные концентрационные учета зависимости начальной восприимчивости магнитных жидкостей. распространенным способом диполь-дипольного взаимодействия является введение так называемого эффективного поля [39]. В этом случае для намагниченности МЖ в рамках теории эффективного поля справедливо выражение M= µ 0 nm 3kT ( H + M ), из которого для константы эффективного поля, определяющей вклад взаимодействия частиц нетрудно получить:

= 3kTV 1 µ 0 m (1.7) Последняя формула может быть использована для расчета эффективных полей и оценки диполь-дипольного взаимодействия. Другой подход к определению эффективных полей связан с анализом действующих на дипольную частицу сил [40]. В работе [41] на основании такого анализа получена формула для расчета эффективных электрических полей в жидких диэлектриках. Механический перенос подхода, использованного при ее выводе, возможный благодаря глубокой аналогии между законами электрической поляризации и намагничивания позволил получить аналогичную формулу для расчета эффективных магнитных полей в магнитных жидкостях в приближении однородности среды:

H H эф = T Изучение диполь-дипольного взаимодействия (1.8) возможно также с помощью анализа температурных зависимостей магнитной восприимчивости магнитных жидкостей. Соотношение для расчета эффективного поля можно получить воспользовавшись подходом, предложенным в [42], возможным благодаря непосредственной связи эффективного поля с действующей на частицу среды силой. По-видимому впервые такое выражение было приведено в работе [39]:

r r H H эф = T T магнитной восприимчивостью МЖ и ее производной по температуре.

(1.9) Из формулы (1.9) видно, что величина эффективного поля связана с Магнитодипольное взаимодействие вносит существенный вклад в баланс сил межчастичного притяжения и отталкивания. В результате этого, при сближении частиц на расстояние, соответствующее вторичному минимуму энергии их взаимодействия при сохранении барьера отталкивания становится возможным их обратимое объединение в агрегаты. Основополагающим механизмом в образовании агрегатов в магнитной жидкости, как уже было указано, принимается диполь-дипольное взаимодействие дисперсных частиц, эффективностью которого можно управлять с помощью магнитного поля. Такие процессы рассмотрены в ряде теоретических и экспериментальных работ. В работе [18] А.О.Цеберс исследовал ассоциации частиц и образование нитевидных агрегатов в магнитном поле. Им показано, что с увеличением концентрации твердой фазы среднее число частиц в агрегате возрастает. Известно также, что образование агрегатов начинается с небольших образований из крупных частиц, которые присутствуют в магнитной жидкости и при отсутствии магнитного поля [43, 44]. В поле же сильное взаимодействие агрегатов приводит к их слиянию и образованию агрегатов веревочного типа. Образование агрегатов в магнитных жидкостях может быть рассмотрено с позиций теории фазовых переходов. К числу наиболее интересных относится явление точки фазового зрения расслоения магнитной жидкости, может сопровождаемое появлением каплеподобных агрегатов. Со статистикомеханической появление капельных агрегатов рассматриваться как нарушение термодинамической устойчивости в системе дисперсных частиц, приводящей к их конденсации. Наиболее легко наблюдаемое фазовое расслоение магнитных жидкостей в тонких слоях имеет особенность, заключающуюся в том, что здесь капельные агрегаты могут принимать вид квазицилиндрических «концентрационных доменов», расположенных поперек слоя. При определенных условиях в системе хаотически плоскости расположенных слоя концентрационных агрегатов. доменов рода возможно явления образование упорядоченной «доменной структуры» с гексагональным в расположением Подобного встречаются также, например в электрореологических суспензиях. Известны две основные причины фазового расслоения коллоидных систем: понижение температуры и повышение концентрации электролита, при котором за счет уменьшения толщины двойного электрического слоя образуется достаточно глубокая вторичная потенциальная яма, где может происходить «конденсация» дисперсных частиц. В магнитных жидкостях экспериментально известен еще один способ – фазовое расслоение магнитных жидкостей может быть вызвано магнитным полем. В этом случае данное явление выглядит как весьма нетривиальный фазовый переход конденсационного типа, индуцированный внешним магнитным полем. Существующие статистико-термодинамические модели магнитных жидкостей показали, что в системе частиц, взаимодействующих посредством нецентрального диполь-дипольного потенциала, возможна конденсация в отсутствие магнитного поля при температуре ниже некоторой критической, зависящей от величины магнитного момента феррочастиц. Это обусловлено тем, что нецентральное диполь-дипольное взаимодействие магнитных моментов частиц в целом проявляется как эффективное межчастичное притяжение. Во внешнем поле это межчастичное притяжение усиливается, поэтому магнитное поле стимулирует процесс фазового расслоения магнитной жидкости. На основе результатов магнитных измерений и наблюдений в оптический микроскоп В.В.Чеканов впервые представил агрегирование магнитных жидкостей как возникновение гетерофазных включений [45]. Он рассматривал образование агрегатов как появление новой фазы из раствора, близкого к насыщению. На основе анализа условий фазового расслоения сделана попытка выяснить влияние процессов агрегирования на магнитные характеристики магнитной жидкости. В [46] возникновение агрегатов рассмотрено на основе общих представлений теории гетерогенных систем и интерпретировано как фазовый переход в магнитных коллоидах. Из условия равновесия свободных частиц с агрегатами получен Клапейрона-Клаузиса концентрации: dH q, = dT T (m1 m2 ) (1.10) аналог уравнения зависимость магнитного поля, при котором начинается фазовый переход, от температуры при постоянных давлении и где q - теплота растворения, отнесенная к одной частице, m -магнитный момент частицы. С помощью исследования анизотропного светорассеяния получены кривые фазового равновесия, позволившие сделать оценки значения теплоты растворения. В работах Цеберса А.О. [47, 48] построена термодинамическая модель магнитной жидкости, показывающая, что при определенных значениях концентрации, температуры и напряженности магнитного поля появляется возможность расслоения МЖ на высоко- и слабоконцентрированные фазы. В рамках разработанной модели получены уравнения состояния для химического потенциала частиц и nv0 sh e kT + kT ln 1 nv0 1 nv0 e осмотического давления Р в виде:

= f 0 + kT ln p= kTn 1 2 (nm ) L2 ( e ) 1 nv0 Учет взаимодействия частиц осуществлен методом самосогласованного поля, при этом показано, что теория приводит к выводу о возможности магнитной упорядоченности моментов дисперсных частиц в сильноконцентрированной фазе в нулевом внешнем поле. Для аналога уравнения выражение: Клапейрона-Клаузиса получено более точное n S1 q 1 (n1 n2 )T n2 S2 dH = dT n n T m1 m2 1 (n1 n2 ) 1 n2 n2 где черточкой обозначены удельные величины m = M n, s = S n, q - теплота фазового перехода в расчете на одну частицу. Теплота фазового перехода оказалась зависимой от напряженности магнитного поля sh e nv0 q = kT ln e L( e ) ln 1 nv0 2 e e = mH Л kT определяется из условия самосогласования e = 0 + n0 L( 0 ) Отметим, что принципиально важным следствием коллоида лишь с наложением поля. В работе [49] предпринято дальнейшее развитие теории фазовых переходов в магнитных жидкостях. Здесь образование крупных конгломератов магнитных частиц рассматривается с точки зрения роста рассмотренной модели является возможность потери термодинамической устойчивости зародышей новой фазы при расслоении МЖ, возникающем вследствие действия магнитных сил. Получено выражение для работы, необходимой для образования зародыша концентрированной фазы МЖ, экстремальные значения которой определяют форму критического зародыша, проведены оценочные расчеты его размеров в зависимости от магнитного переохлаждения. Выяснено, что критическая температура расслоения зависит от ориентации границ раздела магнитных фаз, а ее величина понижается с возникновением наклонных относительно поля границ раздела. Указано, что несомненный интерес представляет рассмотрение временного дрейфа параметров МЖ во взаимодействии с кинетикой роста зародышей концентрированной фазы. Отметим, что экспериментальных исследований, направленных проводилось. В работе [50] возникновение структурных образований также интерпретируется как фазовый переход первого рода. В некоторых работах агрегирование в магнитной жидкости отождествляется с процессом конденсации. При этом предполагается, что этот процесс идет с образованием того или иного упорядочения. Например, в работе [51] явление агрегирования интерпретируется как конденсация в антиферромагнитную фазу, при этом утверждается, антиферромагнитные что в отсутствии магнитного поля агрегаты термодинамически более каплевидные на проверку этих теоретических представлений не выгодны, чем ферромагнитные иглообразные. Полученные теоретические результаты позволили автору вычислить критическое поле перехода антиферромагнетик-ферромагнетик. Вместе с тем, экспериментального подтверждения возможности подобных переходов до настоящего времени не получено. Таким образом, к настоящему времени достаточно широко рассмотрены фазовые переходы в магнитных жидкостях, связанные с магнитодипольным взаимодействием и воздействием магнитного поля. Работ, касающихся фазового расслоения магнитных коллоидов под воздействием других факторов, в частности электрического поля практически нет.

1.3. Концентрационные структурные образования в тонких слоях магнитной жидкости и связанные с ними оптические эффекты Как было указано ранее, в настоящее время, благодаря успехам в совершенствовании технологий синтеза магнитных жидкостей, стало возможным получение магнитных коллоидов устойчивых к расслоению. Вместе с тем, если при сохранении барьера отталкивания расстояние между частицами соответствует вторичному минимуму энергии их взаимодействия, а глубина последнего превышает энергию теплового движения kT, то в таких магнитных жидкостях возможно обратимое объединение частиц в агрегаты. Как уже было указано в предыдущем параграфе, основополагающим механизмом в образовании агрегатов в магнитной жидкости принимается диполь-дипольное взаимодействие дисперсных частиц, эффективностью которого можно управлять с помощью магнитного поля. Такие процессы рассмотрены в ряде теоретических и экспериментальных работ. В работе [18] А.О.Цеберс, рассматривая магнитную жидкость как идеальный возможность многокомпонентный газ, исследовал ассоциации частиц и образования нитевидных агрегатов в магнитном поле. В частности им показано, что с увеличением концентрации твердой фазы среднее число частиц в агрегате возрастает. Д.Крюгером [43, 44] было указано, что образование агрегатов начинается с небольших образований из крупных частиц, которые присутствуют в МЖ даже при отсутствии магнитного поля. В магнитном поле, сильное взаимодействие агрегатов приводит к их слиянию и образованию агрегатов веревочного типа. Д. Крюгером и Р.Петерсоном [52] отмечено, что для понимания процессов агрегирования необходимы экспериментальные исследования характерных времен агрегирования и влияния сдвиговых усилий на агрегаты. Классификация агрегатов в магнитных жидкостях по-видимому впервые была проведена Чекановым В.В. [46]. Он разделил их на квазитвердые, состоящие из коагулированных твердых частиц, которые в некоторых случаях при выключении поля остаются намагниченными, цепочечные (каждое звено такой цепочки представляет собой или отдельную частицу или предварительно сформировавшийся агрегат из нескольких частиц), концентрированной жидкости с общей для всех частиц оболочкой. По-видимому, образование микрокапельной структуры является уникальным процессом, характерным только для дисперсных систем с магнитодипольными частицами. Попытка теоретического обоснования физического механизма этого процесса неоднократно предпринималась в ряде работ [46, 51, 53, 54, 55], среди которых следует отметить работу флокуляция может иметь место, если А.О.Цеберса [54], где в основу положено явление вытеснительной флокуляции. Вытеснительная дисперсные частицы находятся в растворе достаточно крупных молекул [56]. В этом случае, при сближении дисперсных частиц до расстояний, меньших диаметра растворенных клубков, последние не в состоянии заполнить зазор между частицами, который играет роль своеобразной мембраны, и осмотическое давление раствора создает силу, приводящую к притяжению частиц. При этом, при наличии магнитных межчастичных взаимодействий значение критической началу концентрации агрегирования агрегатов растворенных уменьшается. наблюдается в клубков, магнитных в соответствующее возникновение Действительно, и микрокапельные, охарактеризованные им как взвешенные капли более микрокапельных жидкостях при разбавлении их чистым ПАВ или его раствором дисперсионной среде [57]. Вместе с тем, является установленным фактом и возможность возникновения микрокапельной структуры при разбавлении МЖ чистым растворителем. По-видимому, причиной этого являются процессы мицелообразования ПАВ в результате добавления керосина в магнитную жидкость. Именно с возникновением микрокапельной структуры при изменении концентрации магнитной жидкости на основе керосина путем ее последовательного разбавления связаны особенности концентрационной зависимости ее магнитной восприимчивости [39]. В этом случае возникновение микрокапель было рассмотрено в рамках фазового перехода, так как происходит возникновение новой, более концентрированной фазы с наличием межфазной поверхности. Следует отметить, что концентрация частиц в микрокаплях может быть значительно выше, чем в омывающей их среде, а магнитная проницаемость микрокапель достигает нескольких десятков единиц. При воздействии на жидкость с микрокаплями постоянного магнитного поля возникают деформационные эффекты, описание которых аналогично приведенному в [58] для описания макроскопической капли магнитной жидкости, взвешенной в немагнитной среде. В этом случае в тонком слое такой магнитной жидкости деформированные микрокапельные агрегаты могут образовывать структурные решетки. В ряде экспериментальных работ [59-63] обнаружено, что в плоских слоях магнитной жидкости при напряженностях полей больших некоторого критического возникают периодические структуры включений с более высокой концентрацией частиц, чем в окружающей их среде. Теоретические представления об образовании подобных структур исходят из предположения, что их образование обусловлено потерей термодинамической устойчивости однородного состояния коллоида в поле [64, 65]. Период структуры при этом определяется балансом сил магнитодипольного отталкивания включений и поверхностного натяжения их границ. При пропускании света через тонкий слой жидкости обнаруживаются дифракционные эффекты, наблюдение которых позволяет изучить особенности упорядочения и трансформации структурной решетки с ростом магнитного поля. Существует некоторое критическое значение напряженности магнитного поля направленного перпендикулярно слою жидкости, при котором происходит образование игольчатых агрегатов в первоначально “однородной” магнитной жидкости, которые располагаются в узлах гексагональной решетки [66], либо деформированные микрокапли трансформируются в лабиринтную структуру, в зависимости от размера агрегатов, их магнитных свойств и межфазного натяжения [61, 67, 68]. При дальнейшем увеличении поля характерный размер лабиринтов уменьшается. Пропускание лазерного луча через тонкий слой таких магнитных жидкостей обнаруживает дифракционную картину в виде поля. Известно, что величина критической напряженности магнитного поля, при котором происходит образование периодической структуры, существенно зависит от температуры. В [69] приведены результаты экспериментального исследования температурной зависимости критической напряженности магнитного поля, проведенного на коллоидном растворе магнетита в октане. Обнаружен резкий рост критической напряженности поля с увеличением температуры. В [70] исследована эволюция формы микрокапель в тонких пленках перенасыщенной магнитной жидкости при наложении магнитного поля перпендикулярно поверхности пленки. Оказалось, что эволюция формы микрокапель зависит не только от скорости установления dH dt магнитного поля, но и от исходного диаметра d первоначально круглой микрокапли. При низких dH dt и малых d круговая форма микрокапель развивается с ростом напряженности поля в гантелевидную форму. С другой стороны, микрокапли с большими d и при более высоких dH dt достигают фазы, в которой приобретали разветвленную форму. В [71] сообщается, что при воздействии на тонкую пленку магнитной жидкости перпендикулярно ее плоскости магнитного поля, часть магнитных одного или нескольких дифракционных колец, радиусы и интенсивность которых зависят от величины напряженности магнитного частиц конденсируется из первоначально монодисперсной магнитной жидкости, образуя цилиндрические магнитные домены. С ростом напряженности поля магнитные домены из неупорядоченной колумнарной фазы перестраиваются в двухмерные упорядоченные структуры, которые можно характеризовать расстоянием между доменами, расположенными в узлах структурной решетки. Величина этого характерного расстояния оказываются зависимой от многих факторов - напряженности приложенного магнитного поля, скорости установления поля, толщины пленки магнитное жидкости, концентрации и температуры жидкости. При этом, увеличение напряженности поля, скорости его установления и концентрации магнитной жидкости уменьшает характерное расстояние между доменами. С другой стороны, рост толщины пленки и температуры жидкости ведет к увеличению этого расстояния. Большой интерес представляет также теоретически описанное в [72] фазовое расслоение магнитного коллоида в ячейке Hele-Shaw, вызванное магнитным полем. Авторами получены уравнения, описывающие кинетику разделения фаз под действием магнитного поля различной по отношению к границам ячейки ориентации: нормального, тангенциального, вращающегося в плоскости, нормальной к границам ячейки, наклонного и конического. Численным моделированием изучены явления формирования структур различного вида и отмечены следующие узловые моменты: под действием нормального поля в зависимости от величины отклонения от критической точки формируются лабиринтные или гексагональные структуры;

под действием тангенциального поля формируется система параллельных полос;

под действием вращающегося в плоскости, нормальной к границам ячейки, магнитного поля формируется периодическая система параллельных полос. При изменении ориентации и величины магнитного поля наблюдаются различные процессы преобразования структур – из первоначальной системы параллельных полос, сформировавшихся во вращающемся магнитном поле, под действием нормального магнитного поля, соответствующего большему числу Бонда, формируется шевронная структура, испытывающая с ростом числа Бонда вторичную неустойчивость, ведущую к формированию вилок. При воздействии наклонного поля на гексагональную структуру при достаточно большом угле наклона формируется система параллельных полос. Образование микрокапельной структуры в МЖ и возможность управления ею с помощью магнитного поля позволяет наблюдать в таких средах эффекты дифракционного рассеяния света, исследование которых в свою очередь дает возможность изучить структурные превращения в МЖ, оказывающие жидкостях. влияние на поляризационные процессы в магнитных Оптический метод исследования агрегирования в магнитных жидкостях был использован в работах Бибика и др. [73, 74]. В частности, им было обнаружено уменьшение прозрачности магнитной жидкости при воздействии на нее магнитного поля, что связано с происходящим при этом процессе агрегирования. Там же рассмотрено и влияние электрического поля, направленного перпендикулярно магнитному, на магнитооптический эффект, обусловленный агрегированием. Процессы агрегирования с помощью исследования дифракционного рассеяния света изучались в целом ряде работ [75-79]. Вследствие вытянутости агрегатов вдоль магнитного поля и соизмеримости их размеров с длиной световой волны, в совокупности они действуют как нерегулярная дифракционная решетка. Теоретическое обоснование рассеяния света тонкими слоями магнитных жидкостей, содержащих вытянутые вдоль поля агрегаты, приведено Райхером Ю.Л. в [76]. Он рассчитал угловую зависимость интенсивности монохроматического света, предполагая, что слой магнитной жидкости представляет собой чередование параллельных цепочек из частиц так, что межцепочечные промежутки образуют систему узких прозрачных щелей, рассеивающих свет. Дифракционное светорассеяние в тонких слоях магнитной жидкости с микрокапельными агрегатами, помещенных в магнитное поле исследовалось в работе Пшеничникова А.Ф. [79]. Им было предположено, что толщина агрегатов может удовлетворять статистическому распределению Лоренца:

f ( b) = ((в в0 ) 2 + 2 ).

Im 1 (cos x + sin x ) e t (1.11) В этом случае индикатриса рассеяния имеет вид:

I ( ) = 2 (1 + ) x [ ] (1.12) где в0 - наиболее вероятная толщина агрегатов, * - полуширина кривой распределения на половине высоты, n - показатель преломления жидкости, x = 2nв 0, = * в 0 1, - длина волны света в вакууме.

Использование формулы (1.12) позволяет рассчитать структурные параметры деформированных агрегатов по экспериментально найденной зависимости I(), а анализ семейства таких кривых, соответствующих различным напряженностям Рассеяние поля, света позволяет установить зависимость наиболее вероятной толщины агрегата от величины напряженности магнитного поля. структурированными магнитными жидкостями подробно изучалось также в [67, 80-84]. В этих работах, благодаря исследованию рассеяния света под действием магнитного поля была измерена величина критического магнитного поля, при котором происходит возникновение микрокапельной структуры. В [82] исследовано дифракционное рассеяние света магнитной жидкостью с микрокапельными агрегатами, подверженной действию магнитного поля и сдвигового течения. Замечено, что одновременное действие магнитного поля и сдвигового течения приводит к появлению регулярной структуры в магнитной жидкости, параметры которой можно регулировать изменением магнитного поля или градиента скорости течения. Одним из факторов, влияющим на процессы агрегирования в магнитной жидкости является температура. Так в [85] сообщается, что при понижении температуры образцов в них при некоторой критической температуре, зависящей от объемного содержания магнетита, происходит образование микрокапельных агрегатов с объемной концентрацией 20-30%. При этом наблюдается резкое усиление изотропного светорассеяния. Структурные превращения претерпевают и магнитные жидкости, помещенные во внешнее электрическое поле. Агрегация и ориентирование коллоидов в электрическом поле связана с приращением к энергии взаимодействия частиц поляризационной составляющей. По-видимому впервые исследование деформационных эффектов микрокапельных агрегатов и формирование структурных решеток из них при воздействии переменного электрического и при совместном действии электрического и магнитного полей проведено в [86, 87]. Было установлено, что характер деформации микрокапельных агрегатов существенно зависит от частоты электрического поля: при низких частотах происходило сплющивание капли вдоль вектора напряженности электрического поля в диск, тогда как при высоких частотах капля вытягивалась вдоль силовых линий поля. В работе [87] так же приводятся результаты исследования деформации микрокапель при совместном действии переменного электрического и магнитного полей. Оказалось, что в случае сплющивания капли в низкочастотном диапазоне переменного электрического поля возможна компенсация ее деформации с помощью дополнительного воздействия магнитного поля, сонаправленного с электрическим. То есть, существует такая напряженность постоянного магнитного поля, при которой результирующая анизотропия капли отсутствует. Следует отметить, что условия компенсации формы микрокапли исследованы только в низкочастотном диапазоне, то есть в том случае, когда электрическое поле приводит к сплющиванию капли. Возможность подобной компенсации при высоких частотах электрического поля, когда капля вытягивается вдоль силовых линий не исследована. Не изучено так же и влияние температуры на условия компенсации, информация о чем дала бы возможность судить об особенностях механизмов деформации микрокапли при низких и высоких частотах электрического поля.

В более сильных полях, при значениях напряженности выше некоторого критического микрокапель. значения в магнитных жидкостях с микрокапельной результатов структурой возникали вихревые течения, которые приводили к разрушению Теоретическое обоснование полученных приведено в [87] при использовании основных идей работы [88]. Исследование характера электрогидродинамических неустойчивостей и рассеяния света при их возникновении проводилось в [89]. В достаточно слабых переменных электрических полях низкой частоты на поверхности слоя жидкости появляется подвижная сотовая структура, характерная для неустойчивости Бенара. Возникновение неустойчивости связано с процессами релаксации заряда в слабо проводящей несущей среде. А.О.Цеберсом было показано [90], что положение частицы в электрическом поле устойчиво когда характерное время ее поворота в вязкой среде велико по сравнению с временем релаксации заряда, в противном случае развивается неустойчивость. При повышении частоты электрического поля, направленного перпендикулярно слою магнитной жидкости, вихревые течения прекращаются и появляется ветвистая, иногда лабиринтная структурная решетка. Дальнейшее повышение частоты приводит к разрушению решетки на отдельные цилиндрические агрегаты, оси которых перпендикулярны плоскостям электродов. Следует отметить, что несмотря на то, что в ряде работ (например [91, 92]) рассматривалось формирование структурных решеток в тонких слоях диэлектрических жидкостей при воздействии на них электрического поля, систематических исследований формирования, причин и механизмов возникновения структурных решеток в электрических полях до настоящего времени не проводилось. Таким образом, до настоящего времени достаточно хорошо исследованы процессы возникновения агрегатов и их деформация в постоянном магнитном поле. Исследований подобных процессов в электрическом поле, а также при практически совместном воздействии электрического и магнитного полей не проводилось. Хорошо изученными являются также периодические структуры, возникающие в тонких слоях структурированных магнитных жидкостях при воздействии на них магнитных полей. Возникновение же подобных структур в электрических полях, а также в совместно действующих магнитном и электрическом полях остается практически неизученным. Не изучены также и оптические эффекты, связанные с возникновением таких структурных решеток.

1.4. Электрофизические свойства магнитных жидкостей Интерес к исследованию электрофизических свойств магнитных жидкостей возник в связи с перспективами синтеза жидких сред с управляемыми с помощью магнитного поля электрическими свойствами. Современное состояние экспериментальных исследований и практического применения магнитных жидкостей характеризуется наибольшим интересом и степенью исследования таких электрофизических проницаемость, свойств как электропроводимость, диэлектрическая электрическая прочность и тангенс угла диэлектрических потерь. Так как магнитная жидкость является сложной гетерогенной средой, то электрофизические параметры определяются свойствами основы, ПАВ и твердой фазы, вклад которых в суммарные свойства, очевидно, различен. При исследовании электропроводимости магнитных жидкостей оказалось, что она существенно зависит от концентрации твердой фазы [93]: зависимость не монотонна, в области максимума концентраций проводимости от в 9 до области 16% наблюдается 12 максимум – 15%. электропроводимости. В [94, 95] также указывается на существование концентраций Электропроводимость магнитной жидкости обусловлена проводимостью основы и проводимостью, связанной с переносом заряда вдоль поверхности частиц или агрегатов. При этом общая проводимость есть сумма указанных выше электропроводимостей. При малых концентрациях пропроводимость обусловлена в основном подвижностью ионов основы и растет пропорционально концентрации твердой фазы. С увеличением концентрации твердой фазы увеличивается концентрация носителей заряда, связанного с частицами и уменьшается объемная составляющая электропроводимости, а при достижении определенных значений концентрации твердой фазы ограничивается подвижность носителей заряда, связанных с частицами твердой фазы, и, как следствие, уменьшение общей электропроводимости магнитной жидкости. В одних из первых работ, посвященных исследованию проводимости магнитных жидкостей, установлено влияние на проводимость магнитного поля. Для ряда жидкостей электропроводимость не зависит от напряженности магнитного поля, для других – эта зависимость наблюдается в более или менее явном виде [13, 96]. Так в [95] указывается на увеличение электропроводимости при изменении напряженности Н магнитного поля от 0 до 200 кА/м. Дальнейшее увеличение Н до 600 кА/м практически не влияло на проводимость, а с ростом концентрации зависимость удельной электропроводимости от Н ослабевала. В [94] указывается на аналогичное влияние магнитного поля на проводимость и на связь проводимости магнитной жидкости с возникновением в ней объемных зарядов и с поляризационными процессами. Другой поляризации электрический диэлектрика параметр, – характеризующий процессы диэлектрическая проницаемость.

Диэлектрическая проницаемость зависит от поляризуемости молекул, их концентрации, температуры и частоты изменения электрического поля. Так как магнитная жидкость многокомпонентная среда, то ее диэлектрическая проницаемость будет различной в зависимости от состава и процентного соотношения основы, дисперсной фазы и ПАВ. В [97, 98] приведены результаты экспериментального исследования диэлектрической проницаемости магнитной жидкости при изменении концентрации твердой фазы. Измерения, проведенные на частоте электрического поля 100 Гц, показали, что при увеличении объемной концентрации твердой фазы от 5 до 19,5 % диэлектрическая проницаемость магнитной жидкости возросла от 3 до 9. Частотные исследования диэлектрической проницаемости показали, что при увеличении частоты электрического поля диэлектрическая проницаемость уменьшается [98], причем наибольший спад наблюдался при частотах электрического поля 102 – 103 Гц, а в диапазоне частот 105 – 107 Гц диэлектрическая проницаемость образцов была постоянна и практически не зависела от концентрации магнетита [93]. Напротив, тангенс угла диэлектрических потерь при частоте 105 Гц концентрации магнетита. Существенное влияние на величину диэлектрической проницаемости и тангенса угла диэлектрических потерь оказывает температура. Так, в [99] говорится о монотонном возрастании диэлектрической проницаемости магнитной жидкости с ростом температуры и монотонном убывании tg исследуемого образца. Дополнительное воздействие магнитного поля приводит к увеличению диэлектрической проницаемости магнитной жидкости [100, 101], причем, при частоте электрического поля 10 кГц и при дополнительном воздействии магнитного поля в диапазоне от 20 до 800 кА/м наблюдался гистерезис диэлектрической проницаемости. В последнее время появилось большое количество работ, посвященных изучению электрофизических свойств тонких слоев магнитных жидкостей при воздействии поляризующего напряжения разной величины. Как и в любой коллоидной системе в магнитной жидкости в электрическом поле наблюдается электрофорез, то есть наложение электрического поля приводит к миграции заряженных частиц, а, следовательно, к изменению концентрации твердой фазы в приэлектродных слоях. Таким образом, при помещении плоскопараллельной ячейки с магнитной жидкостью в постоянное электрическое поле у одного из электродов формируется область с повышенным сопротивлением и большей плотностью объемного заряда. Этот процесс исследован в [102]. Авторами экспериментально была высок и сильно зависит от определена концентрация магнитной жидкости вблизи электродов ( 30%) в электрическом поле напряженностью 105 В/м и время релаксации объемного заряда для магнитной жидкости типа «магнетит в керосине» (порядка 10 – 50 мс). Так же определены концентрация и подвижность заряженных частиц в плоскопараллельной ячейке с магнитной жидкостью в диапазоне частот от 0,5 до 220 Гц [103]. Эксперименты с тонкими слоями магнитных жидкостей показали, что уменьшение межэлектродного расстояния вызывает рост величин электроемкости, эффективной диэлектрической проницаемости и тангенса угла диэлектрических потерь [104, 105], а так же уменьшение удельной электропроводности магнитной жидкости. Это объясняется соизмеримостью межэлектродного расстояния с размерами приэлектродных слоев, проводимость которых понижена. Так, в [106, 107] отмечено, что при воздействии на измерительную ячейку с МЖ поляризующего напряжения от 0 до 20 В наблюдалось снижение величины удельной электропроводимости, причем с уменьшением межэлектродного расстояния до 100 мкм снижение удельной электропроводимости на 20% больше, чем в слое толщиной 200 мкм. В работах [108, 105, 109, 110] показано, что включение постоянного поляризующего электроемкости наблюдается напряжения слоя приводит к нелинейному а с изменению уменьшением в области магнитной жидкости, межэлектродного расстояния до 100 мкм на этой нелинейной зависимости выраженный максимум электроемкости напряженности электрического поля 60 – 80 кВ/м. Такое изменение электроемкости измерительной ячейки авторами связывается с изменением эффективной диэлектрической проницаемости исследованных образцов МЖ. Проведенные в [111-114] исследования показали, что изменение эффективной диэлектрической проницаемости при изменении напряжения на электродах ячейки обусловлено появлением структуры в приэлектродном слое. Наличие трансляционных степеней свободы магнитных частиц в МЖ позволяет образовывать агрегаты, что и приводит к образованию приэлектродных структур. В работах [111, 113] сообщается о наблюдении возникновения структурных решеток вблизи стеклянного электрода с токопроводящим покрытием. Так, при включении постоянного поляризующего напряжения в тонком слое первоначально однородной магнитной жидкости возникают различные структурные образования, форма которых зависит от толщины слоя жидкости, величины напряжения на электродах ячейки и дополнительного воздействия магнитного поля. Авторы приводят фотографии различных видов структуры, наблюдаемой ими в зависимости от условий наблюдений ( «чешуйчатой», «планарной» или «гантелевидной»). Следует отметить однако, что наблюдаемые структурные решетки были получены при воздействии двух (переменного и постоянного) электрических полей, что делает затруднительным их анализ. Результаты исследований температурных зависимостей электрических свойств тонких слоев МЖ показали, что с увеличением температуры возрастают электрофизические параметры, такие как электроемкость, диэлектрическая проницаемость, удельная проводимость и тангенс угла диэлектрических потерь. При этом не изменяется характер их зависимостей от концентрации твердой фазы [105, 106, 107, 115]. Повышение температуры от 20 до 100С приводит к увеличению электроемкости, причем уменьшение межэлектродного расстояния от 200 до 100 мкм вызывает рост относительной электроемкости в 2 раза, электропроводность и тангенс угла диэлектрических потерь увеличиваются с ростом температуры в среднем на 300%. В диапазоне температур ниже 20° и выше 80°С максимальные значения электроемкости сдвигаются в область более высокой напряженности электрического поля. Это объясняется тем, что при повышении температуры облегчается ориентация диполей, что в свою очередь приводит к увеличению диэлектрической проницаемости, а при дальнейшем росте температуры усиливается тепловое движение магнитных частиц, то есть, уменьшается степень их упорядоченности и ориентации. Отметим, что выводы об особенностях изменения диэлектрической проницаемости магнитной жидкости при изменении напряженности электрического поля и температуры в этих работах сделаны на основе результатов измерений электроемкости измерительной ячейки. Вместе с тем, однозначная связь между емкостью использованной только для ячейки и диэлектрической проницаемостью возможна абсолютных диэлектриков, к которым трудно отнести исследуемые магнитные жидкости. Формирование объемного заряда в приэлектродных областях усугубляет положение и делает результаты таких измерений проблематичными. Однако, возникновение структурных решеток в приэлектродных областях несомненно должно оказывать влияние на диэлектрические свойства исследованных жидкостей, т.е. вносить вклад в характер функциональных зависимостей диэлектрической проницаемости. Образование структурных решеток в тонком слое магнитной жидкости при воздействии электрического поля должно оказывать также влияние и на другие ее свойства – теплофизические, магнитные, оптические. При этом особенности этих свойств (например оптических) должны определяться с тем, характером особенности образовавшихся структурных решеток. Вместе формирования таких структурных решеток остаются невыясненными. Как уже указывалось выше, авторами [111, 113] сообщались результаты исследования структуры, возникающей в приэлектродной области, однако такие процессы ими наблюдались при одновременном воздействии постоянного и переменного электрических полей (переменное поле использовалось для одновременного измерения емкости исследуемого слоя МЖ). При этом, амплитудное значение напряженности переменного поля оказалось соизмеримым с напряженностью постоянного поля. Это может вносить существенные изменения в процесс формирования структурных решеток и оказать влияние на их характер, что делает затруднительным анализ причин и механизмов формирования наблюдаемой структуры. Таким образом, несмотря на начавшиеся исследования электрофизических свойств тонких слоев магнитных жидкостей, многое в этом направлении остается невыясненным. Практически не изучено возникновение новой фазы в магнитной жидкости под воздействием электрического возникающих изучены поля, при отсутствуют систематические поля, исследования а также их в периодических структур (в частности лабиринтного и полосчатого типа), воздействии электрического процессы, трансформации при дополнительном действии магнитного поля. Слабо электрогидродинамические возникающие структурированных магнитных жидкостях в переменных электрических полях, а также структурные превращения в тонких слоях таких сред под воздействием электрического и совместно действующих электрического и магнитного полей. Не исследованы также и оптические эффекты, обусловленные возникновением и трансформацией структурных решеток в этих условиях.

ВЫВОДЫ Проведенный посвященных обзор теоретических процессов и экспериментальных работ, в исследованию структурной организации магнитных жидкостях, обусловленной действием магнитного поля, показал, что к настоящему времени эти процессы достаточно хорошо изучены. Сформированы представления о процессах возникновения в МЖ агрегатов и структурных формирования превращениях модели различных и как о фазовых в том переходах, числе построены обоснование и математические приведено теоретическое структур, лабиринтного гексагонального типа, в слое магнитной жидкости, помещенной во внешнее магнитное поле. Однако, работ, посвященных исследованиям аналогичных процессов структурирования в тонких слоях магнитных жидкостей в электрических полях явно недостаточно. Как известно, наиболее распространенными в магнитных жидкостях являются микрокапельные агрегаты. Воздействие постоянных и переменных магнитных полей на такие образования приводит к их деформации, исследованию особенностей которой посвящено достаточно большое количестве работ. Существует несколько работ посвященных изучению деформации микрокапельных агрегатов в электрическом и в совместно действующих электрическом и магнитном полях, однако эти исследования только начаты и требуют дальнейшего продолжения. В частности, не исследовано влияние температуры на деформацию агрегатов в различных частотных диапазонах электрического поля (что могло бы дать информацию о особенностях механизмов деформации в этих случаях), отсутствуют формы сведения капли о эспериментальных исследованиях неустойчивости при воздействии электрического поля и влияния на ее характер дополнительного действия магнитного поля. Исследование электрофизических свойств тонких слоев магнитной жидкости показали, что в приэлектродном пространстве возможно формирование объемного заряда и повышение концентрации дисперсной фазы. В некоторых работах сообщается о процессах возникновения структурных образований в этой области и формировании из них структурных решеток. Вместе с тем, отсутствие целенаправленных экспериментальных исследований в этом направлении не позволило до настоящего времени не только выявить причины и механизмы формирования структурных образований, но и установить условия образования того или иного типа структурных решеток. Отсутствуют также сведения о характере влияния магнитного поля на структурные решетки, сформированные в электрическом поле, что имеет важное значение при исследовании возможности создания на основе магнитных жидкостей сред, с управляемыми с помощью магнитного поля электрическими свойствами. Не достаточно исследованы также структурные превращения в магнитных жидкостях, содержащих микрокапельные агрегаты в переменном электрическом поле при изменении его напряженности и частоты.

В соответствии с вышеизложенным были сформулированы следующие задачи настоящей диссертационной работы:

- развитие исследований деформации микрокапельных агрегатов в переменном электрическом поле, а также при дополнительном воздействии постоянного магнитного поля, исследование колебательной неустойчивости формы микрокапельного агрегата и влияния на характер этой неустойчивости дополнительного воздействия постоянного магнитного поля;

- изучение процессов возникновения и характера структурных решеток в приэлектродном слое в постоянном электрическом поле при различных температурах и дополнительном воздействии постоянного магнитного поля;

- исследование формирования структурных решеток под воздействием переменного электрического поля в тонких слоях магнитной жидкости, предварительно расслоенной на сильно- и слабо концентрированную фазы и особенностей трансформации таких структурных решеток при дополнительном воздействии постоянного магнитного поля;

- исследование дифракция света на полученных регулярных решетках, с целью получения дополнительной информации о характере структурных образованиях и выяснения возможности создания управляемой с помощью электрического и магнитного полей дифракционной решетки.

ГЛАВА 2. ОБЪЕКТ И МЕТОДЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ 2.1. Объект исследования В ходе выполнения настоящей диссертационной работы были исследованы магнитные жидкости, представляющие собой однородную взвесь однодоменных частиц магнетита в керосине, стабилизированные олеиновой кислотой. Такие магнитные жидкости являются наиболее устойчивыми и могут сохранять однородность и магнитные свойства в течение десятков лет [116]. Дисперсионная среда (керосин), как следует из [117] является смесью углеводородов преимущественно С9 – С16, температура плавления которых Тпл. = 200...230 К, температура кипения Ткип. = 473...573 К, плотность к=0,79...0,846 г/см3. Массивный магнетит обладает кристаллической структурой типа обращенной шпинели, его плотность кристаллической решетки dМ = 8 A к = 5,21 г/см3, постоянная [118], точка Кюри Тс = 858 К.

Температурная зависимость намагниченности массивного магнетита в интервале 173 – 373 К может быть представлена в виде: Мs= ((490 ± 1) – (0,242 m 0,002) t o ) кА/м. Удельная электропроводность магнетита =2· См/м.

Длина молекулы цис-изомера олеиновой кислоты, вычисленная по ее структурной химической формуле СН3(СН2)7СН=СH(СН2)7СООН, составляет 1,5 нм, за эффективную длину обычно берут 2 нм [116]. Плотность олеиновой кислоты, согласно [119] при Т =293 К равна 0 = 0,895 г/см3. Молекула олеиновой кислоты обладает полярной головкой и нейтральным хвостом. Во время стабилизации коллоида молекулы олеиновой кислоты за счет хемосорбции закрепляются на поверхности магнетитовой частицы, при этом нейтральные концы обращены в жидкость-носитель. В настоящее время такие жидкости синтезируются как в нашей стране (Краснодар, Москва, Нарофоминск), так и за рубежом. Нами были исследованы магнитные жидкости, полученные из Краснодарского НИПИ Газпереработка. Средний размер магнетитовых частиц в таких МЖ составляет около 10 нм. В качестве примера на рисунке 2.1 представлена фотография частиц исследованного образца, полученная ранее в [120] с помощью электронного микроскопа типа УЭМВ-100, а на рис. 2.2 гистограмма распределения дисперсных частиц по размерам. Для исследований в качестве исходного был использован образец магнитной жидкости с объемной концентрацией магнетита C = 11,7% (намагниченность насыщения М00= 54 кА/м). Как показали наблюдения исследуемого образца с помощью оптического микроскопа он оставался однородным во всем исследованном интервале температур (297 – 363 К). Для изменения концентрации дисперсной фазы производилось разбавление магнитной жидкости авиационным керосином ТС1 ( к = 0,810 г/см3), кроме того в некоторых случаях объемное содержание магнетита повышалось путем выпаривания жидкости носителя в сушильном шкафу при температуре 50°С. Плотность образцов магнитной жидкости определялась методом гидростатического взвешивания в них эталонного цилиндра известного объема с помощью торсионных весов. Плотность образца определяли по формуле:

= где Pв Pж, gV Pв и Pж - вес цилиндра в воздухе и в жидкости соответственно.

Определение объемной концентрации коллоида осуществлялось с помощью выражения:

C= к м к, где, к, м - плотность магнитной жидкости, керосина и магнетита соответственно. Кроме структурно однородных образцов были исследованы также магнитные жидкости с хорошо развитой микрокапельной структурой, т.е. при наличии в них микрокапельных агрегатов. Такие образцы приготавливались искусственно, по методике использовавшейся ранее в [121], путем смешивания исходного, однородного образца магнитной жидкости с специально подобранным коагулятором – минеральным маслом. Смесь подогревалась до температуры 315 - 320 К и перемешивалась в течение 15-20 минут с помощью электромеханической мешалки. В результате этого была получена магнитная жидкость, содержащая множество мелких (2-7 мкм) капельных агрегатов, имеющих более высокое объемное содержание магнетита, чем омывающая их среда. Такая магнитная жидкость может быть идентифицирована как магнитная эмульсия, уникальность которой состоит в том, что и эмульгированные капли и омывающая их среда одинаковы по природе, но отличаются плотностью. По-видимому, образование микрокапельных агрегатов характерно лишь для магнитных коллоидов, в механизме которого существенную роль играет магнитодипольное взаимодействие дисперсных частиц. Вследствие того, что вещество микрокапельных агрегатов и омывающая их среда имеют разную плотность, они отличаются также величиной других физических параметров, некоторые из которых представилось необходимым измерить. С этой целью часть объема полученной МЖ оставлялась для основных исследований, другая часть заливалась в стеклянную трубку диаметром 0,6 см и высотой 80 см и выдерживалась в течение месяца при вертикальном положении трубки с целью осаждения микрокапельных агрегатов. Наблюдение седиментационного распределения проводилось измерением индуктивности небольшой катушки (высотой 1 см) и послужило основанием для разделения фаз. Наблюдения в оптический микроскоп показали, что осажденная фаза Рис. 2.1. Электронная фотография частиц МЖ, приготовленной в Краснодарском КНИПИ Газпереработки.

F,% 10 8 6 4 30 d, нм Рис. 2.2. Распределение частиц по размерам в магнитной жидкости, электронная фотография которой приведена на рис. 2.1.

магнитной жидкости представляет собой плотную упаковку капельных агрегатов, близкую к сплошной среде. В слабоконцентрированной фазе агрегаты при комнатной температуре обнаружены не были, однако, они появлялись при ее понижении до 278 – 273 К. После разделения фаз проводилось определение концентрации, удельной проводимости, магнитной и диэлектрической проницаемостей полученных фаз, при этом, параметры сильноконцентрированной фазы считались такими же, как и у вещества капель, слабоконцентрированной фазы – как у омывающей капли среды.

2.2. Методика и техника исследования структурных превращений магнитных жидкостей в электрическом и магнитном полях 1. Наблюдение и исследование структуры МЖ с помощью оптического микроскопа Размеры диспергированных частиц в магнитных жидкостях имеют величину порядка 10-2 – 10-3 мкм, и поэтому не могут наблюдаться в оптический микроскоп. Размеры структурных образований на 2 - 3 порядка выше, вследствие чего представляется возможным их визуальное наблюдение в обычный микроскоп при соответствующем увеличении. Подобные наблюдения дают возможность проследить динамику роста, трансформацию и распад структурных образований. Фотографирование позволяет получить количественную информацию о форме агрегатов и их распределении по размерам в момент фиксации картины. Для визуального наблюдения и фотографирования структуры МЖ был использован микроскоп типа "Биолам" с набором окуляров и объективов, позволяющих получать необходимое увеличение. Микроскоп 5 помещался между катушками Гельмгольца кюветы 4, с создающими магнитной однородное жидкостью поле 2, в месте которая расположения Рис. 2.3. Схема установки для визуального наблюдения и фотографирования структуры в тонких слоях магнитных жидкостей: 1 – осветитель, 2 – ячейка с магнитной жидкостью, 3 – термостатирующая оболочка, 4 – катушки Гельмгольца, 5 – микроскоп, 6 – фотоаппарат, 7 – ПК.

Рис. 2.4. Схема измерительной ячейки для исследования структуры в тонких слоях МЖ: 1 – стеклянные пластинки с прозрачным токопроводящим покрытием, 2 – фторопластовая пленка.

термостатировалась с помощью жидкостного термостата (рис. 2.3). В зависимости от объекта наблюдения и целей эксперимента использовалась одна из описанных ниже ячеек. Для наблюдения структуры магнитной жидкости и ее трансформации под воздействием электрического и магнитного полей использовалась ячейка представленная на рисунке 2.4. Она состояла из двух прямоугольных стеклянных пластин с прозрачным токопроводящим покрытием 1. Между стеклами помещалась фторопластовая пленка 2 с круглым отверстием посредине, которое заполнялось магнитной жидкостью. Капля магнитной жидкости накладывалась на одно из стекол и скользящим движением раздавливалась вторым стеклом с целью удаления пузырьков воздуха. Толщина слоя магнитной жидкости составляла 30-40 мкм и регулировалась подбором пленок разной толщины. термостатирующей массивный медный системе (рис. 2.5), которая пазы Собранная таким собой образом кювета прижималась с помощью механического зажима 2 к представляла параллелепипед, через в толще которого прокачивалась вода с заданной температурой. Исследование деформации микрокапельных агрегатов при совместном действии переменного электрического и магнитного полей проводилось с помощью ячейки, схема которой приведена на рисунке 2.6. Ячейка представляла собой предметное стекло 1, на поверхность которого наклеены две прямоугольные металлические пластины 2 (медная фольга), в зазоре между торцами создавалось переменное электрическое поле. Для этого на пластины подавалось напряжение от звукового генератора. Зазор между пластинами заполнялся магнитной жидкостью, сверху ее объем ограничивался покровным стеклом 3, после чего ячейка закреплялась на столике микроскопа. Оценка деформации наблюдаемых микрокапельных агрегатов проводилась с помощью окулярных шкал или окулярного микрометра, предварительно проградуированных с помощью стандартных объектмикрометров.

Рис. 2.5. Схема термостатирующей оболочки: 1 – вводы для прокачивания жидкости при термостатировании, 2 – прижимная пластинка, 3 – ячейка с магнитной жидкостью.

Рис. 2.6. Схема ячейки для исследования деформации микрокапельных агрегатов в электрическом поле: 1 – предметное стекло, 2 - металлические пластины, 3 – покровное стекло.

Фотографирование осуществлялось с помощью цифровой фотокамеры Sony DSC-S70. Снимки заносились в память компьютера, где проводилась их обработка и редактирование. Измерение температуры исследуемого образца осуществлялось с помощью термопары, размещенной непосредственно под одним из стекол измерительной ячейки, прижатой к стенке термостатирующего параллелепипеда (в прорезе на его поверхности). Для определения температуры образца использовалась градуировочная кривая, полученная предварительно по результатам измерения температуры с помощью рабочей термопары и термопары зажатой между стеклами измерительной ячейки ( в царапине на поверхности одного из них).

2. Исследование структуры магнитной жидкости по рассеянию света Важная информация о структуре МЖ и ее трансформации при воздействии различных факторов может быть получена на основе анализа результатов исследования рассеяния света ее тонкими слоями. Этот метод позволяет изучить не только характер возникающих структурных решеток, но и проследить динамику их формирования. Для исследования светорассеяния структурированными магнитными жидкостями была сконструирована установка, схема которой приведена на рисунке 2.7. В качестве источника света 1 использовался гелий-неоновый лазер типа ЛГ-78 с длиной волны излучения = 6328 A. Луч света, проходил через тонкий слой магнитной жидкости, рассеивался на структурных образованиях и попадал на экран 5 или фотоприемник, электрический сигнал с которого регистрировался цифровым прибором или самописцем. В качестве приемника света использовался фотоэлемент (типа ФЭС-25) или фотосопротивление (в зависимости от целей эксперимента). При этом, o предварительно снималась интегральная характеристика светочувствительности фотоприемника с целью выбора приемлемого ее участка в качестве рабочего и учета, в случае необходимости, его нелинейности. Кювета 2 с магнитной жидкостью термостатирующей системе 3, описанную ранее, прижималась к через которую прокачивалась вода с заданной температурой с помощью жидкостного термостата. Контроль температуры осуществлялся с помощью медьконстантановой термопары. Для наблюдения светорассеяния в магнитном поле ячейка снабжалась намагничивающей системой (катушками Гельмгольца), создающей однородное поле в объеме, в несколько раз превышающем габариты кюветы. При структурированными использовалась МЖ при кювета, аналогичная исследовании используемой светорассеяния поля для наблюдения воздействии электрического структурных образований в МЖ в электрическом и магнитном полях с помощью оптического микроскопа, описание которой приведено выше (рис. 2.4.). Эта же кювета использовалась для исследования рассеяния света, обусловленного течениямми. При исследовании зависимости интенсивности рассеянного света от угла рассеяния в качестве фотоприемника использовалось фотосопротивление типа ФС-1. Оно укреплялось на кронштейне, с помощью которого перемещалось по дуге окружности, центр которой находился в месте расположения кюветы с МЖ. Отсчет угла осуществлялся с помощью лимба с ошибкой, не превышающей 0,1. Фотосопротивление включалось в цепь последовательно с эталонным резистором и стабилизированным источником тока. Напряжение на эталонном резисторе, пропорциональное интенсивности рассеянного света, измерялось с помощью цифрового вольтметра с ошибкой не более 0,5 %. Индикатрисы рассеяния получали как деформацией микрокапельных агрегатов, так и развивающимися, при некоторых условиях, электрогидродинамическими 4 1 Рис. 2.7. Схема установки для исследования светорассеяния тонкими слоями магнитных жидкостей: 1 – лазер ЛГ-78, 2 – ячейка с магнитной жидкостью, 3 – термостатирующая оболочка, 4 – катушки Гельмгольца, 5 – фотоприемник.

путем последовательного измерения напряжения на эталонном резисторе при изменении угла рассеяния. Для измерения интенсивности не рассеянного лазерного луча она предварительно ослаблялась с помощью калибровочных фильтров с известным коэффициентом ослабления. Визуальное наблюдение дифракционной картины, возникающей в случае хорошей регулярности структурной решетки осуществлялось на экране, расположенном на расстоянии 1 м от кюветы с образцом. При этом, осуществлялось ее фотографирование с помощью цифрового фотоаппарата, а для анализа динамики структурных превращений осуществлялись съемки с помощью видеокамеры.

2.3. Методика исследования намагниченности магнитных жидкостей Для измерения намагниченности магнитных жидкостей в полях напряженностью от 10 до 800 кА/м, а также определения намагниченности насыщения, одной из основных характеристик МЖ, был использован вибрационный магнетометр фонеровского типа, аналогичный описанному в [122]. Вибрационный относительным, метод поэтому определения для намагниченности истинного является значения определения намагниченности МЖ использовался эталонный образец никеля с известным магнитным моментом. В случае колебания исследуемого образца в магнитном поле, в измерительных катушках магнетометра возникает э.д.с., пропорциональная магнитному моменту образца. Образец МЖ в магнитном поле, рассматриваемый как "магнитный диполь", образует поле:

r rr r r µ µ 0 3R(mR ) mR 2 Bd = 4 R (2.1) где m - магнитный момент диполя, r r r R - радиус-вектор точки поля, отсчитанный от его середины, R = R. Э.д.с. электромагнитной индукции в измерительных катушках имеет вид:

i = d Bds dt S v v (2.2) где В - суперпозиция намагничивающего поля B0 и Вd Учитывая это, для i можно получить:

i = Km где K величина, зависящая только от конфигурации диполя и параметров измерительных катушек ( B0 не вносит вклада в i ). Последнее выражение справедливо как для эталона, так и для исследуемого образца, так что:

обр эт = mобр m эт (2.3) откуда для намагниченности МЖ имеем:

M= обр mэт эт Vобр (2.4) где Vобр - объем магнитной жидкости в измерительном контейнере. Схематическое устройство и принципиальная схема использованного вибрационного магнетометра приведены укреплен на тонком стержне перпендикулярно идентичными на рисунке 2.8. Сферический латунный или стеклянный контейнер 1 с исследуемой магнитной жидкостью 2 из немагнитного материала, который магнитного катушками 4, поля, которые создаваемого неподвижно витков и соединен с вибрационной системой и может колебаться с заданной частотой, направлению измерительными электромагнитом 3. Контейнер с МЖ располагается между четырьмя закреплены на полюсах электромагнита типа ФЛ-1. Катушки намотаны медным проводом диаметром d = 0,06 мм, содержат 7103 соединены попарно навстречу друг другу. Колебание штока с контейнером осуществляется с помощью вибратора 5, питаемого звуковым генератором Г3-118 на частоте 33 Гц. Амплитуда колебаний контролировалась вольтметром В7-34 и поддерживалась постоянной по схеме обратной связи. Вибратор со штоком закреплен на микрометрическом столике, с помощью которого контейнер с образцом МЖ устанавливался в нужном положении. Чтобы наводимая в катушках э.д.с. не была чувствительна к изменению положения контейнера с образцом, проводилась следующая операция. Вначале контейнер с образцом располагали приблизительно посредине между катушками и намагничивали до насыщения. После этого, перемещая образец микрометрической подачей вдоль оси Y, добивались максимального значения э.д.с. на выходе, а перемещением образца в направлении X нечувствительным к небольшим изменениям положения образца. Напряжение, пропорциональное магнитному моменту образца, поступает с измерительных катушек 4 на вход большой коэффициент усиления 64А для визуального наблюдения. Напряженность магнитного поля определяли с помощью измерителя магнитной индукции универсального тесламетра 43205, при этом погрешность измерения магнитного поля не превышала 2% в интервале 0 - 16 кА/м и 1% при более высоких значениях поля. Неоднородность поля в месте расположения контейнера с МЖ при диаметре полюсных наконечников 10 см и расстоянии между ними 4 см не превышала 0,08 %. Максимальное значение поля при таком было достаточным для исследуемых МЖ. Градуировка полезного сигнала проводилась по намагниченности эталонного никелевого образца, магнитный момент которого в насыщенном положении наконечников достигало значения 9 105 А/м, при токе в обмотке магнита равном 10 А и достижения насыщения намагниченности в селективного усилителя, имеющего и малые собственные шумы (У2-8). С минимального сигнала. В таком состоянии магнитометр оказывается усилителя сигнал подается на вольтметр В7-16 и на вход осциллографа С1 3 Рис. 2.8. Схема вибрационного магнетометра для исследования магнитных свойств магнитных жидкостей в сильных магнитных полях: 1 – контейнер с магнитной жидкостью, 2 – измерительные катушки, 3 – электромагнит ФЛ-1.

состоянии был определен в лаборатории сильных магнитных полей ИОФ АН СССР при Т = 295 К и составил 3,1 10-3 А м2. Относительную погрешность метода вычисляли согласно расчетной формуле (2.4) как м=m+mж+mN+V, где - N, mж - относительные погрешности измерения э.д.с., возникающие в катушках при вибрациях никелевого эталона и образца магнитной жидкости соответственно, mN относительная погрешность измерения магнитного момента никелевого образца, V - относительная погрешность определения объема магнитной жидкости в измерительном контейнере. Рассчитанная таким образом суммарная погрешность определения намагниченности МЖ не превышала 3 %.

2.4. Методика определения диэлектрической проницаемости магнитной жидкости Для измерения диэлектрической проницаемости и тангенса угла диэлектрических потерь магнитной жидкости использовалась ячейка трехзажимного типа, изготовленная из латуни согласно государственному стандарту №6581-75 (рис. 2.9). Обязательными размерами в конструкции измерительной ячейки являлись: зазор между измерительным и высоковольтным электродами, который был равен (2 ± 0.1) мм и зазор между измерительным и охранным электродами, который так же был равен (2 ± 0.1) мм. При этом ячейка собиралась таким образом, что электроды ячейки сохраняли первоначальное положение относительно друг друга, то есть собственная емкость ячейки воспроизводились с погрешностью не более 3%. Электроды ячейки имели контактные зажимы, обеспечивающие надежное соединение электродов с соответствующими элементами схемы. Все соединения ячейки с измерительным прибором выполнялись экранированным кабелем. При этом охранный электрод 3 ячейки Рис. 2.9 Измерительная ячейка трехзажимного типа, применяемая при определении тангенса угла диэлектрических потерь, диэлектрической проницаемости и удельного объемного электрического сопротивления: 1 – измерительный электрод (внутренний), 2 – высоковольтный электрод (внешний), 3 – охранный электрод, 4,5 – прокладки из твердого изоляционного материала с высоким электрическим сопротивлением, 6 – зажимы для соединения с измерительной схемой.

присоединялся к заземлению и экрану кабеля, соединяющего внутренний (измерительный) электрод 1 с измерительным прибором. При измерении диэлектрической проницаемости, собранная ячейка присоединялась к измерителю иммитанса LCR-817, предназначенному для автоматического измерения угла емкости, индуктивности потерь с и сопротивления с базовой 0,0005%. высокую погрешностью 0,05% по параллельной и последовательной схеме и, тангенса диэлектрических базовой погрешностью обеспечивало Использование встроенного микропроцессора надежность и точность измерения параметров иммитанса в широком диапазоне. Сначала к схеме подключалась пустая ячейка и определялась ее емкость. После чего ячейка заполнялась исследуемой жидкостью до уровня, превышающего не менее чем на 3 – 5 мм нижний край охранного электрода, и определялась емкость заполненной ячейки. Одновременно с емкостью производились измерения тангенса угла диэлектрических потерь измерительной ячейки, заполненной испытуемой жидкостью. В случае, когда тангенс угла диэлектрических потерь был меньше 0,1, диэлектрическая проницаемость магнитной жидкости рассчитывалась по формуле = C1. C Если же tg был больше 0,1, то диэлектрическая проницаемость рассчитывалась по формуле = где C1, C 0 (1 + tg 2) С0 – емкость измерительной ячейки с воздухом, С1 – емкость измерительной ячейки, заполненной испытуемой жидкостью, tg - тангенс угла диэлектрических потерь ячейки, заполненной испытуемой жидкостью. В некоторых случаях, когда необходимо было использовать малые объемы жидкости, для измерения тангенса угла диэлектрических потерь и диэлектрической проницаемости использовалась измерительная ячейка двухзажимного типа, представленная на рисунке 2.10. Ячейка представляла Рис. 2.10 Измерительная ячейка двухзажимного типа, применяемая при определении тангенса угла диэлектрических потерь, диэлектрической проницаемости и удельного объемного электрического сопротивления: 1 – электроды, 2 – прокладка фторопластовое кольцо, 3 – отверстия для заправки ячейки.

собой два круглых электрода 1, изготовленных из фольгированного текстолита, между которыми помещалась прокладка 2 – фторопластовое кольцо. Собранная ячейка плотно фиксировалась с помощью прижимного механизма во избежание ее протекания. Ячейка заполнялась с помощью шприца через специальные отверстия 3, высверленные в прокладке. Для определения диэлектрической проницаемости, так же как и в трехзажимной ячейке, измерялась емкость пустой ячейки, емкость и тангенс угла диэлектрических потерь ячейки, заполненной магнитной жидкостью. В этом случае диэлектрическая проницаемость магнитной жидкости рассчитывалась по формуле = C1 C, Со С если тангенс угла потерь tg < 0,1, а при tg > 0,1 диэлектрическая проницаемость = C1 C (1 + tg 2), (Cо С )(1 + tg 2) где Сп – паразитная емкость ячейки, обусловленная наличием твердых электроизоляционных прокладок, пустот, емкости проводов и т. д.

C = CО К C К, К где Ск – емкость измерительной ячейки, заполненной жидкостью с известным значением К (калибровочной жидкостью) и tg К < 0,01. Расчет ошибок измерений проводился с учетом того, что измерительный мост позволял определять емкость ячейки с погрешностью 0,05%, тангенс угла диэлектрических потерь с ошибкой 0,0005%. В результате этого ошибка, определяемая при использовании расчетных формул, была не более 1%. Для измерения удельного объемного электрического сопротивления использовалась двухзажимная ячейка, сопротивление которой при заполнении исследуемыми образцами измерялось мостом LCR 817.

ГЛАВА 3. МИКРОКАПЕЛЬНАЯ СТРУКТУРА В МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ;

ОСОБЕННОСТИ ДЕФОРМАЦИИ МИКРОКАПЕЛЬНЫХ АГРЕГАТОВ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ 3.1. Магнитная жидкость с микрокапельными агрегатами Структурная организация в магнитных коллоидах возможна в случае наличия или возникновения в них под воздействием различных факторов первичных одиночных агрегатов. Наиболее распространенными и широко исследуемыми магнитными жидкостями являются коллоидные растворы магнетита в керосине вследствие их высокой однородности и стабильности свойств в течение длительного времени. Вместе с тем, даже в таких, хорошо стабилизированных коллоидных системах, может происходить объединение частиц в агрегаты, когда расстояние между ними соответствует второму минимуму энергии взаимодействия при сохранении барьера отталкивания, а также в случае малой глубины первого минимума. Действительно, при наблюдении в оптический микроскоп можно обнаружить взвешенные в магнитных жидкостях структурные образования, в основном двух типов [123] – микрокапельные, имеющие упругую оболочку, и квазитвердые, иногда внешне напоминающие кристаллические образования. В магнитной жидкости на основе керосина чаще наблюдаются микрокапельные агрегаты. Как уже указывалось в предыдущей главе, по-видимому, образование микрокапельной структуры является уникальным процессом, характерным только для коллоидных систем с магнитодипольными частицами. Концентрация дисперсных частиц в микрокаплях может быть значительно выше [124], чем в омывающей среде, а магнитная проницаемость микрокапель достигает нескольких десятков единиц. Магнитные жидкости с хорошо развитой микрокапельной структурой, как показано в [89] обладают рядом особенностей их оптических и магнитных свойств, обусловленных поведением микрокапельных агрегатов в сдвиговом течении, магнитном и электрическом полях.

Действительно, действие магнитного поля, направленного перпендикулярно тонкому слою магнитной жидкости с микрокапельной структурой приводит к формированию гексагональной или лабиринтной структурной решетки [125, 126]. При пропускании луча лазера, перпендикулярно слою наблюдается дифракция света, при этом дифракционная картина представляет собой одно или несколько колец, радиус которых определяется величиной напряженности магнитного поля. Создание в тонком слое магнитной жидкости с микрокапельной структурой сдвигового течения также приводит к деформации капель, вследствие чего среда становится оптически анизотропной. В результате этого на таких объектах наблюдается ярко выраженное анизотропное рассеяние света, анализ которого позволяет получить информацию о размерных факторах микрокапель и динамике деформационных процессов. Дополнительное действие магнитного поля может компенсировать деформацию, вызванную сдвиговыми напряжениями, а в некоторых случаях и к созданию регулярной дифракционной решетки [82]. При достаточно большой скорости сдвига происходит дробление микрокапельных агрегатов до малых размеров, в результате чего возможно возникновение двойного лучепреломления и дихроизма. В этом случае, световой луч, прошедший через слой анизотропной жидкости перпендикулярно оптической оси становится эллиптически поляризованным [127]. Действие электрического поля, вследствие деформации микрокапельных агрегатов должно приводить к возникновению структурной, и как следствие, к оптической анизотропии магнитных жидкостей с микрокапельной структурой. Кроме того, с наличием микрокапельных агрегатов связан ряд особенностей электрогидродинамических явлений, обусловленных межфазными электрическими напряжениями. Таким образом, можно заключить, что при структурной организации в магнитных коллоидах решающую роль играют микрокапельные образования. В связи с этим, представилось необходимым исследовать особенности деформации микрокапельных агрегатов в электрическом поле и при совместном действии электрического и магнитного полей.

3.2. Особенности деформации микрокапельных агрегатов, содержащихся в магнитной жидкости при воздействии электрического поля Характер воздействия электрического поля на каплю определяется электрическими свойствами среды, из которой она состоит. Когда среда является идеальным диэлектриком, деформацию капли в вытянутый эллипсоид вращения и последующий ее разрыв легко теоретически, электрических предполагая, напряжений что на нормальная поверхности составляющая капли объяснить тензора уравновешена неравномерности капиллярным давлением, возникающим вследствие соображений [129-131].

кривизны капли [128]. Этот факт был также установлен из энергетических При рассмотрении процесса деформации микрокапельного агрегата необходимо учитывать также электрические свойства омывающей его среды. Полная энергия деформированного капельного агрегата складывается из электрической компоненты Wэ и энергии межфазного натяжения W :

W = Wэ + W, Электрическая компонента энергии равна, согласно [132] rr W э = pE = ( p x E x + p y E y ), (3.1) (3.2) где E x = cos, E y = E sin, - угол между вектором напряженности и ориентацией капельного агрегата. С учетом деполяризующего фактора, для проекций электрического момента нетрудно получить выражения:

Px = 0 ( i e 1)E x V, 1 + ( i e 1)n Py = 2 + ( i e 1) ( i e 1)n 2 0 ( i e 1)E y V, где i - диэлектрическая проницаемость микрокапли, e - диэлектрическая проницаемость омывающей микрокаплю среды. В случае, когда большая полуось деформированной микрокапли совпадает по направлению с напряженностью поля E, для электрической энергии имеем Wэ = 0 ( i e 1)V 2 E. 1 + ( i e 1)n Энергия межфазного натяжения равна arcsin e W = 2r02 (1 e 2 )1 3 1 +, e(1 e 2 )1 где e - эксцентриситет вытянутой капли, r0 - радиус невозмущенной капли, Условие устойчивого положения эллипсоидальной капли, а так же ее - коэффициент межфазного натяжения.

разрыва, может быть найдено путем минимизации ее полной энергии W = 0, e В случае малых деформаций 2W > 0. e 9 0 e E 2 r0 ( i e 1) 2 e= 4 (2 + i e ) (3.3) то к силам силы, Если окружающая каплю среда электропроводна, и поляризационного происхождения добавляются кулоновские действующие на свободные заряды, накапливающиеся на межфазных границах гетерогенной среды [128]. При этом [39], на поверхности капли существует трансверсальное электрическое напряжение, которое генерирует течение внутри и вне капли. В этом случае теория [39] предсказывает образование как вытянутых, так и сплюснутых эллипсоидов в зависимости от отношения диэлектрических постоянных, удельных электрических сопротивлений и коэффициентов остается сферической.

вязкости двух жидкостей, а также существование критических значений этих отношений, при которых капля О возможности такого поведения диэлектрической капли в случае электропроводной окружающей среды ранее было указано в [88]. Вместе с тем, эксперименты в стационарных электрических полях сопряжены с большими трудностями из-за электрофоретической миграции капель, обусловленной возможностью приобретения ими малых ненулевых зарядов. Поэтому, экспериментальные исследования удобнее проводить в переменном электрическом поле. В работе [88] были проведены эксперименты по исследованию капель жидкости, взвешенных в не смешивающейся с ними другой жидкости, где обнаружено как сплющивание, так и вытягивание капель в эллипсоид в зависимости от диэлектрических постоянных и удельных электрических сопротивлений капли и окружающей среды. В работах [133, 134] теоретически показана возможность существования в таких средах отрицательной эффективной вязкости и колебательной электрогидродинамической неустойчивости. Использование в качестве объекта для подобных исследований магнитной жидкости с микрокапельной структурой позволило бы обнаружить ряд новых эффектов, связанных с возможностью деформации капель не только под воздействием электрического, но и дополнительного магнитного поля. Такие исследования по-видимому впервые были начаты Ю.И. Диканским с соавторами и продолжены в настоящей работе. Для исследования нами была выбрана магнитная жидкость с микрокапельными агрегатами, приготовленная по методике, описанной в 2.1. В качестве основы использовалась однородная магнитная жидкость типа магнетит в керосине с объемной концентрацией твердой фазы 10%, которая впоследствии разбавлялась минеральным маслом. Экспериментальная установка, подробно описанная в 2.2, позволяла проводить наблюдения деформации микрокапельных агрегатов в переменном электрическом поле с частотой от 20 гЦ до 20 кГц и в постоянном магнитном поле напряженностью до 8 кА/м. Исследование формы капли проводилось с помощью наблюдений в оптический микроскоп. При этом, использовалась ячейка, представляющая собой предметное стекло, на поверхность которого наклеены прямоугольные металлические пластины, в зазоре между торцами которых создавалось электрическое поле (рис. 2.6). Наблюдения за процессом деформации микрокапельных сферические деформации агрегатов, проведенные изменяют свою с помощью форму, и оптического характер микроскопа показали, что в переменном электрическом поле, первоначально микрокапли определяется причем величиной частоты напряженности электрического поля. При низких частотах (и малой величине напряженности поля) капля, как и было отмечено в [87] трансформируется в сплюснутый эллипсоид, напротив, при достаточно высоких частотах она вытягивается вдоль силовых линий поля. Отметим, что при исследованиях измерения деформации от частоты неоднократно повторялись, одновременно рассматривалось несколько капель (2–3), однако характер явления оставался постоянным. В отличие от результатов [135] критическая частота, при которой изменяется знак деформации для капель исследованных образцов, составила несколько бльшую величину (8 кГц вместо 1 кГц) [136].

Очевидно, это связано с зависимостью этой частоты от физических свойств капель и окружающей их среды, которые в разных случаях могут несколько отличаться. На рисунке 3.1 приведены графики зависимости деформации микрокапельных агрегатов от величины переменного электрического поля при различных его частотах, из которых видно, что при частотах меньших 8 кГц отношение полуосей микрокапли, а/b больше единицы и с увеличением напряжения на ячейке увеличивается (буквой а обозначена полуось, перпендикулярная направлению напряженности электрического поля). При частоте большей 8 кГц характер деформации меняется (а/b становится меньше единицы) и увеличивается по абсолютной величине при увеличении поля. Необходимо отметить разный характер зависимости полуосей деформированной капли от напряженности поля при частотах меньших и больших критической. Так, при f>fкр эта зависимость при повышении напряженности поля стремится к насыщению, тогда как при f половина капли, обращенная к положительному электроду, заряжается положительно, а обращенная к отрицательному электроду – отрицательно. При Rq < 1 имеет место обратная картина. ( R и q – отношения удельных сопротивлений и диэлектрических проницаемостей капли и окружающей среды соответственно). В первом случае образуются течения, направленные от полюсов капли к экватору, в результате чего и происходит сплющивание капли. Во втором случае возникают течения, направленные от экватора к полюсам, при Rq = течения отсутствуют (рис. 3.3). Вероятно, этот механизм может иметь место и в рассматриваемом нами случае, т.е. для микрокапель магнитного коллоида. По-видимому, впервые подобные идеи были реализованы Цеберсом А.О. при теоретическом описании зависимости деформации микрокапельных агрегатов от частоты переменного поля [87]. Им была использована система уравнений, включающая уравнения и граничные условия электростатики, гидродинамики, а также закон сохранения заряда, учет переноса заряда движущейся жидкостью в котором осуществлен введением члена, содержащего поверхностную дивергенцию конвективного тока. В результате показано, что в области некоторых значений физических параметров капли и окружающей ее жидкости капля v должна быть сплюснута вдоль вектора Е. При этом, критическое значение частоты, при которой происходит восстановление сферической формы капли, определяется из соотношения:

2 19 + 16 / 3 3 + 2 / 2 e i e i e e ( m ) = e i (1 + / ) 5 1 + / 1 i e e i e i i i (2 + i / e ) (2 e / i +1)2 ( i / e 1) (3.4) где,, - диэлектрическая проницаемость, коэффициент вязкости, удельная электропроводность соответственно.

M = 0 (2 e + i ) 4 (2 e + i ) максвелловское время релаксации свободного заряда.

i i < При степень растяжения капли вдоль вектора напряженности e e поля с ростом частоты уменьшается, а при С целью установления соответствия i i > e e увеличивается.

результатов проведенных и описанных выше экспериментальных исследований с существующими теориями были проведены измерения диэлектрической проницаемости и удельной электропроводности капель и омывающей их среды при использовании методики, описанной в гл.2 (2.4). Оказалось, что отношение i e при увеличении частоты изменяется от 0,75 (f = 0,5 кГц) до 1,325 (f = 10 кГц), при этом при f < 3 кГц i e < 1, а при f > 3 кГц i e > 1. Однако, i i определить как изменяется произведение отношений e e при изменении частоты оказалось затруднительным, так как образование объемного заряда в приэлектродном пространстве приводит к серьезным погрешностям при измерении электропроводности исследуемого образца на низких частотах.

Таким образом, полученные в эксперименте результаты, могут лишь на качественном уровне быть объяснены существующими теоретическими разработками, идеальными вместе с тем, с следует отметить, что измерения точностью диэлектрической проницаемости малых количеств веществ, не являющихся диэлектриками достаточно хорошей затруднительно. Как было указано выше серьезные трудности возникают так же при измерении удельных электропроводностей малых объемов магнитных коллоидов, Для вследствие возможности накопления в приэлектродном зависимости эксцентриситета сплюснутой капли от пространстве объемного заряда [102]. напряженности электрического поля теория [87] дает:

2 9 0 e E0 r0 e= K 8 (2 e i + 1) 2 (1 + ( M ) 2 ) (3.5) где K – коэффициент, зависящий от частоты электрического поля и соотношений диэлектрических проницаемостей, удельных проводимостей и коэффициентов вязкости капли и окружающей ее среды. Анализ результатов исследования деформации капли от напряженности поля полученных экспериментально в низкочастотном диапазоне (рис. 3.1, кривые 1, 2, 3) позволил сделать вывод о соответствии вида функциональных зависимостей e 2 (E 2 ) даваемых теорией и экспериментом. На рисунке 3.4 приведены построенные на основе данных кривых 2, 3 рис. 3.1 зависимости e 2 от E 2. Как видно, они близки к линейным, что и является подтверждением сделанного вывода. При достаточно высоких частотах, когда свободные заряды не успевают перераспределяться и конвективный перенос заряда практически отсутствует, деформация капли осуществляется из-за отличия диэлектрических свойств капли и окружающей ее среды. Зависимость эксцентриситета может быть представлена в виде выражения (3.3) путем замены в нем напряженности электрического поля на его эффективное значение E/ 2 :

9 0 e E 2 r0 ( i e 1) 2 e= 8 (2 + i e ) (3.6) Таким образом, зависимость деформации капли от напряженности переменного электрического поля при наличии конвекционного тока и при его отсутствии (в высокочастотном диапазоне) кроме коэффициента и межфазного должна быть линейной. и диэлектрических По-видимому, с Однако в первом случае (выражение 3.5) коэффициент при Е2 содержит натяжения вязкости. проницаемостей капли и омывающей ее среды еще и их удельные электропроводности коэффициенты особенностями изменения этих параметров (а так же их соотношений) и связан различный характер деформации капли при изменении температуры в низкочастотном и высокочастотном диапазонах, т.е. тот факт, что в первом случае при повышении температуры величина деформации увеличивается, а во втором, напротив, уменьшается (рис. 3.2). Действительно, повышение температуры увеличивает удельную электропроводность электропроводящих жидких сред за счет понижения вязкости раствора, уменьшения гидратации ионов, а также увеличения степени диссоциации. Согласно [138] = 298 [1 + (T 298 ) + (T 298 ) 2 ] где 298 - удельная электрическая проводимость при 298 К, и температурные коэффициенты электрической проводимости. Если в механизм переноса заряда вносят вклад электрофоретические процессы, то и в этом случае электропроводность должна увеличиваться при повышении температуры за счет увеличения подвижностей носителей заряда. При этом, зависимость выраженной, электропроводности чем от температуры зависимость является более температурная диэлектрической проницаемости, кроме того, при изменении температуры может изменяться и соотношение коэффициентов вязкости рассматриваемых сред. Вероятно, с этим и связаны отличия характера температурной зависимости деформации капли при низких и высоких частотах.

3.3. Особенности деформации микрокапель при одновременном воздействии электрического и магнитного поля Сильные магнитные свойства микрокапель открывают возможности использовать дополнительное действие магнитного поля для исследования закономерностей их деформации в электрических полях. Проведенные экспериментальные исследования показали, что в случае сплющивания капель в низкочастотном электрическом поле действие постоянного магнитного поля, сонаправленного с электрическим, может приводить к восстановлению сферической формы капель. На рисунке 3.5, приведены компенсационные графики (кривые 1, 2, 3) в координатах H2 - E2, иллюстрирующие процесс восстановления сферической формы капли, полученные при различных значениях частоты. Как можно видеть из приведенных зависимостей они близки к линейным, при этом угол наклона зависимости Е 2 от Н 2 при увеличении температуры проиллюстрировано рисунком 3.6. Условие компенсации деформации капли в этом случае может быть выведено из следующих соображений, использованных ранее Цеберсом А.О. [87]. Вследствие деформации микрокапель в электрическом поле свойства магнитных жидкостей с хорошо развитой микрокапельной структурой, в том числе и магнитные, становятся анизотропными. Это означает, что магнитная восприимчивость становится тензорной величиной, т.е. уменьшается, что ik = 0 ik + ( II )(ei ek 1 3 ik ) где е – единичный вектор вдоль направления напряженности электрического поля;

0 = ( II 2 ) / 3 - изотропная часть магнитной восприимчивости среды. Анизотропия магнитной восприимчивости при малых отклонениях формы капель от сферической определяется выражением II = 9µ e (µ i µ e ) 2 4 ( µ i + 2 µ e ) 2 e где - объемная доля микрокапель. Возникающая при совместном действии слабых электрического и магнитного полей анизотропия среды представляется в виде суперпозиций анизотропий, наведенных каждым из полей в отдельности. При использовании зависимости эксцентриситета от напряженностей магнитного и электрического поля (3.5) и было получено [87] условие компенсации в виде:

H= e (2 + µ i µ e ) 2 E 2 µ e ( µ i µ e 1) 2 (2 e i + 1) 2 (1 + ( M ) 2 ) 2 (19 + 16 ) 3 (3 + 2 ) 2 (M )2 (2 e i + 1)2 (i e 1)2 ei e i e e e i 1 2 i e 5(1 +e i ) 5 (1 +e i ) i i (2 + i e ) Пропорциональность квадрата напряженности постоянного магнитного поля квадрату напряженности электрического поля, при котором микрокапля восстанавливает теоретического результатами компенсационной объясняется сферическую обоснования (рис. 3.5). при прямой форму, с указывает на согласие угла при этого полученными повышении экспериментальными наклона 3.6) от (рис.

Уменьшение зависимости тангенса температуры особенностью коэффициента E температуры, включающего в себя как параметры, характеризующие магнитные и электрические свойства среды ( µ и соответственно), так и ее электропроводность и вязкость ( и соответственно).

При достаточно высоких частотах электрического поля, когда капля вытягивается вдоль направления поля, компенсация в случае одинакового направления магнитного и электрического поля оказалась невозможной. Это связано с тем, что, согласно [139], при любых соотношениях магнитных проницаемостей среды и капли последняя должна расположится длинной осью вдоль поля, это же справедливо и для диэлектрической непроводящей капли, помещенной в непроводящую диэлектрическую жидкость. Как показали экспериментальные исследования, некоторой компенсации можно достигнуть в случае перпендикулярного расположения магнитного и электрического полей. При этом, при варьировании напряженностей магнитного и электрического полей можно добиться компенсации анизотропии деформации, в результате чего капля приобретает форму сфероида, сплюснутого вдоль оси, перпендикулярной направлению векторов v v Е и Н. На рисунке приведены компенсационные кривые, соответствующие сохранению сфероидальной формы капли. Как видно из рисунка 3.5 (кривые 4, 5) компенсационные зависимости, построенные в координатах E2 – H2, так же являются линейными, кроме того, повышение температуры приводит к увеличению их крутизны в отличие от подобных зависимостей, построенных по результатам исследований при низких частотах электрического поля. Условие устойчивой формы сфероида, помещенного в перпендикулярно направленные магнитное и электрическое поля, получим при использовании энергетического подхода. Энергия эллипсоидальной капли, подверженной одновременному действию электрического и магнитного полей складывается из магнитной Wm и электрической Wэ компонент, а также энергии межфазного натяжения W :

W = Wm + Wэ + W Приняв направление магнитного поля вдоль оси Х, а электрического вдоль оси У запишем выражения для магнитной и электрической компонент энергии.

( µ i / µ e 1) µ 0 H 2V Wm = ;

1 + ( µ i / µ e 1)n x ( i / e 1) 0 E 2V Wэ =, 2[1 + ( i / e 1)n y ] где µ i и i магнитная и диэлектрическая проницаемости капли, µ e и e магнитная и диэлектрическая проницаемости омывающей каплю среды, nx - размагничивающий фактор вдоль оси капли, совпадающей с v направлением Н, n y - деполяризующий фактор вдоль оси, перпендикулярной v v v Н (направления Н и Е перпендикулярны).

Энергия межфазного натяжения определится в виде W = S ( коэффициент межфазного натяжения, S площадь поверхности деформированной капли, определение которой возможно при известных значениях величин полуосей a, b и c эллипсоидальной капли). Условие устойчивости формы деформированной электрическим и магнитным полями капли может быть записано в виде:

W = 0, e 2W >0 e (3.7) Для условия существования устойчивой формы капли в виде сфероида дополнительно должно выполняться равенство полуосей a и b, т.е. полуосей, v v совпадающих с направлениями Е и Н. В этом случае форма капли может считаться близкой к эллипсоиду вращения, что дает возможность определить nx и n y, а также S с помощью известных выражений. Так, в этом случае 1 1 + e2 (e arctge)], которое при малых деформациях [132] n x = n y = [1 2 e можно представить в виде:

nx = n y = 1 12 e. 3 Поверхностная энергия W для эллипсоида вращения определяется выражением:

arcsin e W = 2r02 (1 e 2 ) 1 3 1 + 2 12, e(1 e ) Используя условие (3.7), для эксцентриситета сфероидальной капли, находящейся в устойчивом состоянии в перпендикулярно направленных магнитном и электрическом полях в приближении малых деформаций нетрудно получить:

9r e= 0 ( i e 1)2 0 E 2 (µ i µ e 1)2 µ 0 H 2 + 2, 2(3 + ( 1))2 (3 + (µ i µ e 1)) i e исследования зависимости (3.8) Экспериментальные эксцентриситета сплюснутого сфероида от напряженности электрического поля при условии компенсации анизотропии деформации магнитным полем были проведены при частоте электрического поля 20 кГц. При этом, проводились измерения большой полуоси сфероида, эксцентриситет рассчитывался при условии сохранения объема микрокапли. На рисунке (рис. 3.7) приведена полученная в результате эксперимента зависимость е2 от Е2. Как видно приведенная зависимость является линейной, что хорошо согласуется с полученным выражением (3.8).

3.4. Развитие колебательной неустойчивости деформированных капель Как было уже отмечено, наблюдаемые экспериментально особенности деформации микрокапель в электрическом и магнитном полях могут быть объяснены при учете наличия свободных зарядов на межфазных поверхностях. При этом, существенное значение имеет то, что гетерогенные включения (микрокапли) являются жидкими. Действительно, вследствие стремления твердого анизотропного тела ориентироваться в направлении, соответствующему минимальному коэффициенту деполяризации, устойчивое положение тела в виде сплюснутого вдоль направления электрического поля диска невозможно. В случае жидкого состояния такое положение, как ранее было указано в [87] может быть устойчивым вследствие способности капли менять свою форму. Реализация такой возможности зависит от соотношения времен релаксации анизотропии формы капли и времени ее собственного поворота в электрическом поле. Время релаксации анизотропии формы капли зависит от коэффициентов вязкости вещества капли и омывающей среды ( i, e ) от радиуса невозмущенной капли r0 и от коэффициента межфазного натяжения :

a = Если характерное время r0 (16 e + 19 i )(3 e + 2 i ) 40 ( i + e ) поворота капли в электрическом поле п = /(r03 E 2 ) ( - коэффициент вращательного трения эллипсоидальной капли) больше времени релаксации ее формы, то может сохраняться устойчивое положение капли, сплюснутой вдоль направления поля. Отметим, что коэффициент вращательного трения зависит как от вязкости среды и самой капли, так и от соотношения ее полуосей. Все это вносит свои особенности в процесс установления устойчивого положения деформированной капли. Так, нами было обнаружено, что сплюснутые вдоль направления электрического поля капли, при дальнейшем увеличении напряженности поля поворачивались на некоторый малый угол, а при достижении некоторого порогового значения напряженности поля начинали совершать колебательные движения вокруг оси, перпендикулярной направлению поля. Оказалось, что частота таких колебаний намного ниже частоты переменного электрического поля и существенно зависит от амплитудной величины напряженности поля (рис. 3.8). Очевидно, одной из причин развития такой колебательной неустойчивости может быть соизмеримость времени поворота эллипсоидальной капли в электрическом поле с максвелловским временем Следует релаксации отметить, свободного что заряда m = 0 (2 e + i ) /(2 e + i ).

рассмотрение возникновения теоретическое твердых колебательной неустойчивости эллипсоидальных частиц в электрическом поле ранее проводилось Цеберсом А.О. в работах [18, 90]. В частности, им показано, что колебательная неустойчивость таких объектов наступает при E2 >E2c = / ( 0 ), где 0 и - статическая и высокочастотная поляризуемость, коэффициент вращательного трения, который может быть принят, согласно [10], равным = ab 2 8 ( 2 e 2 ) / 3( n II + (1 e 2 ) n ), где n II и n - деполяризующие факторы вдоль соответствующих осей. Для циклической частоты эллипсоидальных частиц получено выражение:

0 = ( 0 II 0 ) /( 3 2 ) E, где феноменологический определяется коэффициент коэффициентом ( 3 2 ) для суспензии вращательного трения (3.9) разбавленной.

Колебательная неустойчивость капель магнитной жидкости в электрическом поле должна иметь более сложный характер, чем ее аналог для жестких эллипсоидов. Тем не менее, следует частоты заметить, колебаний что полученная от экспериментально зависимость микрокапель напряженности электрического поля является линейной (рис. 3.8), как и зависимость (3.9), что может указывать на некоторую общность механизмов развития колебательной неустойчивости в случае жестких эллипсоидов и жидких микрокапель. Следует, однако, заметить, что колебательная неустойчивость, наблюдаемая в нашем случае, носит более сложный характер, связанный с возможностью изменения формы объекта в результате различных факторов. Так, дополнительное действие постоянного магнитного поля, направленного вдоль напряженности электрического поля в некоторых случаях может приводить к прекращению колебательного движения и началу вращения микрокапли вокруг оси, совпадающей с направлением поля. Период вращения капли составлял величину порядка 1 минуты и мог регулироваться в небольших пределах при изменении напряженностей электрического и магнитного полей. В качестве примера на рисунке 3.9 приведена зависимость периода вращения деформированной микрокапли от напряженности электрического поля. Таким образом, анализ результатов исследований, представленных в данной главе, позволяет утверждать о существенном различии механизмов деформации микрокапельных агрегатов в различных частотных диапазонах. Однако в любом случае действие как электрических, так и магнитных полей может приводить к существенному изменению структурной анизотропии в магнитных коллоидах обладающих микрокапельной структурой. Это позволяет сделать вывод о возможности регулирования диэлектрических свойств таких сред магнитным полем, и наоборот, магнитных свойств посредством воздействия электрического поля. Эти же процессы могут приводить к появлению анизотропии оптических свойств таких магнитных жидкостей. Особенности колебательной и вращательной неустойчивости, обнаруженные для капельных агрегатов в электрическом и магнитном полях, по-видимому, присущи только для таких объектов.

ГЛАВА 4. ФОРМИРОВАНИЕ ПЕРИОДИЧЕСКИХ СТРУКТУРНЫХ РЕШЕТОК В ТОНКИХ СЛОЯХ МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ 4.1. Фазовый переход в магнитных жидкостях в постоянном электрическом поле Как следует из проведенного обзора литературы, исследованию структуры и фазовых переходов в магнитных жидкостях посвящено достаточно большое количество работ [74, 76, 140]. Как правило, основополагающим в механизме таких переходов принимается дипольдипольное взаимодействие дисперсных частиц, эффективностью которого можно управлять с помощью магнитного поля. Вместе с тем, в [141, 142] обнаружены электрического формировании электрического структурные поля новых поля. в магнитной структурных Для изучения превращения неустойчивости жидкости под с уже в и развитие воздействием имеющимися тонких новой, слоях более электрогидродинамической микрокапельными агрегатами, а в работах [143, 144] сообщается также и о образований первоначально “однородных” магнитных жидкостей в результате действия возникновения концентрированной фазы, а также трансформации ее структуры под воздействием различных факторов использовалось явление дифракционного рассеяния луча гелий-неонового лазера, направленного перпендикулярно тонкому слою магнитной жидкости, помещенного в ячейку, представленную на рисунке 2.4. Подробное описание используемой в этом случае ячейки приведено в 2.2. Она представляла собой две стеклянные пластинки с токопроводящим покрытием, между которыми помещалась фторопластовая пленка с круглым отверстием посредине, которое заполнялось изначально однородной магнитной жидкостью. Толщина слоя магнитной жидкости составляла 30 мкм. Эта же ячейка использовалась и для визуального наблюдения процессов происходящих в МЖ с помощью оптического микроскопа. Измерение интенсивности рассеянного света осуществлялось с помощью фотоэлемента (типа ФЭС–25) с диафрагмой или миниатюрного фоторезистора в зависимости от конкретных целей эксперимента. В качестве объекта исследования использовалась магнитная жидкость на основе керосина с магнетитовыми частицами и олеиновой кислотой в качестве стабилизатора. Объемная концентрация дисперсной фазы составляла 11,7 %, динамическая вязкость 510-3 Пас. Проведенные исследования [145] показали, что действие электрического поля, направленного вдоль лазерного луча перпендикулярно плоскости слоя магнитной жидкости, приводит при некотором пороговом значении напряжения Uр интенсивному при этих росту условиях светорассеяния, структурных обусловленного возникновением образований. При этом, при вертикальном расположении слоя МЖ светлое пятно, наблюдаемое в месте падения луча лазера на экране первоначально несколько “расплывается”, а затем появляется дифракционная картина, характерная для получаемой с помощью линейной дифракционной решетки (рис. 4.1). На рис. 4.2 для этого случая приведена зависимость относительной величины интенсивности рассеянного света от угла рассеяния (I* интенсивность не рассеянного лазерного луча). Следует отметить, что величина Uр зависит от “тренировки” жидкости в электрическом поле – его значение полученное сразу же после заправки кюветы составляет около 2,1 В, при повторных измерениях оно становится равным 2,6 В (при комнатной температуре) и уже не изменяется при последующих исследованиях. При достижении напряженности электрического поля выше 3,5 В рассеяние света становится изотропным – вместо наблюдаемой ранее дифракционной картины на экране появляется однородное светлое пятно (“гало”). Наблюдения в оптический микроскоп показали, что при этом значении напряженности электрического поля возникают электрогидродинамические течения, разрушающие сформировавшуюся ранее структурную решетку.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.