WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |

«МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ На правах рукописи Падалка Виталий Васильевич ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ КОЛЛОИДНЫХ МАГНИТНЫХ ЧАСТИЦ С ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ И МАГНИТНЫМ ПОЛЯМИ 01.04.13 – ...»

-- [ Страница 2 ] --

Рис. 26. Схема измерительного усилителя. Температурные измерения электро- и магнитооптических эффектов являлись наиболее трудоемкими, вследствие возникновения паразитного двойного лучепреломления в стенках кюветы и запотевания их при охлаждении. Ячейка помещалась в термостат, температуру в котором можно изменять от 280 К до 320 К. Нагревание осуществлялось обдуванием кюветы горячим воздухом, а охлаждение – помещением кюветы в чашку с тающим льдом. Температура измерялась медь-константановой термопарой, подключенной к милливольтметру М95. Погрешность измерения температуры ±1 К. В случае сильных световых потоков ФЭУ-27 заменялся на кремниевый фотодиод ФД-263, работающий в фотогальваническом режиме. Так как, для высоких интенсивностей света зависимость фотоЭДС фотодиода от освещенности не является линейной, то предварительно производилась градуировка фотодиода. Фотодиод помещался за анализатором и измерялась фотоЭДС при повороте анализатора на заданные углы. Интенсивность света падающего на фотодиод при повороте анализатора рассчитывалась по закону Малюса. Применение фотодиода для исследования импульсных световых потоков оказалось невозможно, т.к. его частотные характеристики не позволяют производить надежную регистрацию интенсивности света, меняющейся с частотой более 1000 Гц. Данная экспериментальная установка позволяет изучать двойное лучепреломление и дихроизм коллоидных растворов магнитных частиц в стационарных и нестационарных (переменном и импульсном) внешних полях. Достоинством экспериментальной установки является то, что возможно одновременное воздействие на магнитный коллоид импульсами взаимоперпендикулярных электрического и магнитного полей одинаковой длительности. Это необходимо для исследования кинетики компенсации оптической анизотропии в электрическом и магнитном полях, впервые обнаруженного в [36]. Относительная простота экспериментальной установки объясняется тем, что электро- и магнитооптические эффекты в магнитных коллоидах имеют значительную величину и не требуют для регистрации сложных и очень чувствительных приборов, кроме того, как уже отмечено выше, наибольший интерес представляет компенсация оптической анизотропии при одновременном воздействии перпендикулярных электрического и магнитного полей, что также значительно снижает требования к экспериментальной установке, в частности к стабилизации светового потока. Как известно, при воздействии внешних полей в коллоидных системах могут быть зарегистрированы несколько оптических эффектов (двойное лучепреломление, дихроизм, рассеяние света) [16], [115]. Так как, описанная экспериментальная установка позволяет производить исследования в продольной оптической конфигурации, то необходимо выяснить какое явление: ДЛП или дихроизм является преобладающим в исследуемой системе. Для этого были произведены специальные эксперименты, в которых сравнивалась величина сигнала оптической анизотропии в установке, предназначенной для исследования ДЛП, и в установке, предназначенной для изучения дихроизма. Установка для регистрации дихроизма отличалась от описанной выше отсутствием поляризатора. Источником света являлась лампа накаливания. Плоскость пропускания анализатора устанавливалась параллельно или перпендикулярно направлению поля. В этом случае модуляция света, прошедшего через анализатор определяется только дихроизмом системы. Если между источником света и ячейкой установить поляризатор, ось пропускания которого ориентирована под углом 45° к направлению поля, а анализатор привести в скрещенное с поляризатором положение, то просветление за анализатором при воздействии поля будет определяться как дихроизмом, так и ДЛП. Нами произведены сравнительные исследования как в первой, так и во второй вания как в первой, так и во второй оптических конфигурациях при воздействии на образцы №2 и №3 импульсов электрического (Е=40 ед. СГСЭ) и магнитного (Н=40 Э) полей. При воздействии магнитным полем ни в одном из исследуемых образцов не было обнаружено модуляции света, обусловленной дихроизмом системы. В то же время, введение поляризатора приводило к появлению весьма значительной модуляции света. При воздействии электрическим полем, обусловленная дихроизмом модуляция света была обнаружена только в образце №2, причем величина модуляции была очень слабой и едва выделялась на фоне шумов. Тогда как, величина сигнала ДЛП в этом образце более, чем на порядок превышала сигнал дихроизма. Это позволяет сделать вывод о том, что в исследуемых магнитных коллоидах наиболее предпочтительным для изучения является эффект ДЛП. Однако, вопрос о соотношении ДЛП и дихроизма в магнитных коллоидах вызывает значительный научный интерес и требует подробного всестороннего изучения. Раствор коллоидных частиц, в том числе и магнитных, при помещении во внешнее поле становится оптически одноосным. Причем оптическая ось параллельна направлению поля. Величину наведенной оптической анизотропии характеризуют разностью показателей преломления n и коэффициентов экстинкции k для световой волны поляризованной параллельно и перпендикулярно полю Методика исследования оптической анизотропии в коллоидах при воздействии внешних полей, основанная на методах эллипсометрии, предложена чл. корр. АН СССР В.Н. Цветковым и М.И. Сосинским в 1949 г. [296, 297]. Следуя этим работам, опишем подробно методику определения основных характеристики двойного лучепреломления n и дихроизма k. Расположим слой жидкости длиной l перпендикулярно направлению распространения света и выберем системы координат так, чтобы ось z совпадала с направлением распространения света, а ось x – с направлением оптической оси. Параллельный пучок поляризованного света можно представить в виде суперпозиции двух световых пучков, поляризованных во взаимно ортогональных направлениях. Если уравнения колебаний светового вектора в этих пучках при входе в коллоид записать в виде rr E x1 = E x 0 exp[i( t s r )], rr E y1 = E y 0 exp [i ( t s r )], то после прохождения в слое коллоида расстояния l, они примут вид: rr E x 2 = E x 0 exp i( t s r || ), rr E x 2 = E y 0 exp[i ( t s r )], (2.6.1) (2.6.2) [ ] (2.6.3) (2.6.4) где:

|| = 2l = 2l ~ n|| ~ n = 2l = 2l n|| ik ||,.

(2.6.5) (2.6.6) n ik Амплитуды колебаний светового вектора после прохождения поглощающей среды:

k || A = E x 0 exp 2 l, k B = E y 0 exp 2 l.

(2.6.7) (2.6.8) Здесь k|| и k - показатели поглощения для лучей, поляризованных параллельно и перпендикулярно полю. В результате двойного лучепреломления и дихроизма световой луч, прошедший перпендикулярную оптической оси анизотропную среду, становится эллиптически поляризованным. Эллипс поляризации можно записать либо в координатах (x,y), где ось x совпадает с направлением поля :

2 EE Ex E y 2 x y cos = sin 2, + AB A B (2.6.9) либо в координатах (,), связанных с осями эллипсоида:

2 E E = 1. + a b (2.6.10) Отношение осей эллипсоида b = tg, где = 1 = 2 +. Переход от a системы координат (x,y) к системе (,) осуществляется при помощи преобразований:

E = E x cos + E y sin E = E y sin + E y cos.

(2.6.11) (2.6.12) Здесь = +, если плоскость колебаний светового вектора в падающей волне ориентирована под углов 45° к оптической оси. Подставляя (2.6.11) в (2.6.10), получим из (2.6.9) и (2.6.10) систему уравнений:

2 B 2 E x2 + A 2 E y 2 ABE x E y cos A 2 B 2 sin 2 = 0 (b 2 cos 2 + a 2 sin 2 E x2 + b 2 sin 2 + a 2 cos 2 E y + ) ( ) (2.6.13) + (a 2 b 2 ) E x E y sin 2 + a 2 b 2 = Приравнивая коэффициенты при одинаковых степенях Ex, Ey и ExEy в (2.16) получим:

A2 + B 2 = a 2 + b 2 A 2 B 2 = a 2 b 2 cos 2 2 AB cos = a 2 b 2 sin 2 V ± AB sin = ab ( ( ) ).

(2.6.14) Разделив III на IV в системе (2.6.14) и учитывая, что = + и tg = b a найдем тангенс угла сдвига фаз между колебаниями светового вектора, поляризованными параллельно и перпендикулярно оптической оси:

tg = tg 2. cos (2.6.15) Откуда tg 2 = arctg cos.

(2.6.16) Разделив уравнение I на уравнение IV, а затем II на IV в (2.6.14) и сложив полученные уравнения, найдем:

A 1 + cos 2 cos 2 = sin. B sin (2.6.17) Используя соотношение (2.6.9) и учитывая, что Ex0=Ey0, получим:

k || k sin exp 2 l [1 cos 2 sin 2 ]. = sin (2.6.18) Откуда для разности показателей экстинкции необыкновенного и обыкновенного лучей имеем:

k || k = sin (1 cos 2 sin 2 ). ln 2 l sin (2.6.19) Формула (2.6.16) позволяет вычислить разность фаз и разность показателей преломления необыкновенного и обыкновенного лучей:

n = n|| n =. 2 l (2.6.20) Рис. 27. Эллипс поляризации Методика измерения величины двойного лучепреломления и дихроизма следующая. При выключенном внешнем поле устанавливали плоскость пропускания анализатора под углом 90° к плоскости пропускания поляризатора, четвертьволновую пластинку – компенсатор ориентируем таким образом, чтобы интенсивность света прошедшего через анализатор была минимальна. После включения поля поле зрения просветляется. Поворотом анализатора на угол 1 (или 2) (см. рис. 27) и компенсатора на угол из начального положения вновь добивались минимума интенсивности прошедшего света. Затем при помощи формул (2.6.16), (2.6.19) и (2.6.20) определяли n и k. При воздействии на коллоид поля, изменяющегося по гармоническому закону E = E 0 cos t, то вследствие того, что эффект двойного лучепреломления является четным относительно поля Е, сдвиг фаз между компонентами светового луча с колебаниями параллельными полю и перпендикулярными ему, будет в общем случае выражаться формулой:

= 0 + ~ cos(2 t ), где: ~ - амплитуда переменной составляющей;

(2.6.21) 0 – постоянная составляющая;

- угол отставания оптической анизотропии от изменения поля.

Следует отметить, что ~, 0 и в общем случае зависят от амплитуды поля Е0 и частоты. Для экспериментов в переменных полях анализатор и поляризатор приводились в скрещенное состояние, а четвертьволновая пластинка убиралась из установки. Плоскость пропускания поляризатора устанавливалась под углом 45° к направлению внешнего поля. В такой оптической конфигурации интенсивность прошедшего через систему света выражается соотношением:

I = I 0 sin 2 2 sin где: I0 – интенсивность падающего света. При =45° получим из (2.6.21) и (2.6.22), (2.6.22) I= I0 [1 cos( 0 + ~ cos(2 t ))]. (2.6.23) Производя преобразования:

I= I0 {1 cos 0 cos( ~ cos(2 t )) + sin 0 sin ( ~ cos(2 t ))}. I0 I = {1 cos 0 I 0 ( ~ ) + 2 ( 1) n I 2 n ( ~ ) cos 2 n (2 t ) + 2 n = + sin 0 2 ( 1) n I 2 n +1 ( ~ ) sin( 2 n + 1) (2 t )} n = (2.6.24) Здесь In(~) - функция Бесселя n-го порядка. Соотношение (2.6.24) можно привести к более простому виду:

I= I0 n 0 1 I 0 ( ~ ) cos ~ + 2 (1) n +1 I n ( ~ ) cos 2 cos n( t ). Для первых трех гармоник I0 [1 I 0 ( ~ ) cos ~ 2 I 1 ( ~ ) sin 0 cos( t ) + 2 I 2 ( ~ ) cos 0 cos 2( t ) 2. 2 I 3 ( ~ ) sin 0 cos 3( t ) I= Если период внешнего поля значительно превышает время релаксации оптической анизотропии, то изменение интенсивности света происходит с удвоенной частотой и колебания интенсивности света совпадают по фазе с колебаниями электрического поля. Амплитуда колебаний интенсивности света определяется в этом случае, интенсивностью в статическом режиме. Если период колебаний электрического поля становится сравним с временем релаксации анизотропии, а затем и меньше его, то между колебаниями интенсивности света и внешнего поля возникает некоторый сдвиг фаз и амплитуда колебаний интенсивности уменьшается. Частотная зависимость электро- и магнитооптических явлений от частоты оказывается различной для частиц обладающих постоянным или наведенным (индуцированным) электрическим и магнитным моментами.

При достаточно больших частотах переменная составляющая оптической анизотропии, обусловленной частицами с наведенным моментом спадает до нуля. Это означает, что за половину периода колебаний частицы не успевают достичь такого же состояния ориентации, что и в постоянном поле той же эффективной напряженности. Наличие не зависящей от частоты поля постоянной составляющей объясняется тем, что изменение знака поля не изменяет ориентации частицы. В случае наличия постоянного диполя как переменная, так и постоянная составляющие зависят от частоты. Это связано с тем, что за половину периода в системе устанавливается некоторое состояние ориентации частиц и смена знака поля приводит к нарушению упорядоченности. При малых периодах изменения поля частицы не успевают переориентироваться и состояние ориентации частиц не может установиться за несколько периодов. Изучение частотной зависимости оптической анизотропии в магнитных коллоидах служит методов разделения постоянного и индуцированного моментов коллоидных частиц. При использовании оптической установки, описанной выше, интенсивность света, прошедшего скрещенные поляризатор и анализатор, в пренебрежении дихроизмом, дается соотношением:

I = I 0 sin 2 2 sin 2, (2.6.25) где: I0 – интенсивность падающего света, - угол между направлением поляризации падающего луча и оптической осью, - разность фаз необыкновенного и обыкновенного лучей. В установке =45°, а разность фаз лучей при исследованиях в импульсных полях не превышала 5°. В этом случае (2.6.25) допустимо записать в виде:

I= I0 2. (2.6.26) Таким образом, интенсивность света пропорциональна квадрату разности фаз. Для проверки соотношения (2.6.26) были проведены специальные эксперименты, в которых измерялось значение разности фаз в постоянном магнит ном поле, по описанной выше методике, и интенсивность света за анализатором. В пределах ошибок эксперимента, никаких отклонений от (2.6.26) не обнаружено.

2.7. Спектральные характеристики коллоидных растворов Спектральные характеристики коллоидных растворов магнетита и феррита кобальта изучались с помощью спектрофотометра СФ-46 в спектральном диапазоне от 4000 до 11000. Спектрофотометр оснащен микропроцессорной системой «электроника СМС 81201.1», которая позволяет автоматически производить усреднение 128 замеров величин сигналов коэффициента пропускания, что позволяет уменьшить влияние высокочастотных помех. Во всем спектральном диапазоне относительная ошибка измерения коэффициента пропускания и оптической плотности D и показателя экстинкции k=2,3D/4l (учитывающего ослабление света в результате поглощения и рассеяния), где l – толщина слоя коллоидного раствора, 2%. Видно, что максимум пропускания у магнетита лежит в области 7400-8000, а у феррита кобальта сдвинут в длинноволновую область: 8500-9500. Малая величина показателя экстинкции указывает на то, что в изучаемых коллоидах основную роль играет не поглощение, а рассеяние света, т.е. данные коллоиды в видимом диапазоне длин волн являются слабопоглощающими. Как видно из таблицы, минимальные коэффициент экстинкции для коллоидного раствора магнетита наблюдается при длине волны =7500, для коллоидного раствора феррита кобальта – при =8700. Зависимость показателя экстинкции дисперсной фазы для этих длин волн в интервале исследуемых концентраций (2·10-52·10-4) является линейной, что косвенно подтверждает отсутствие агрегирования частиц вне магнитного поля. Изучение коллоидных растворов, обнаруживающих агрегирование в постоянном магнитном поле, проводилось на установке для исследования анизотропии рассеяния света, представленной на рис. 28.

2.8. Отбор образцов по анизотропии рассеяния света Эксперименты по изучению анизотропии рассеянного света заключались в следующем. Анизотропия рассеянного света регистрировалась как разность сигналов двух ФЭУ-27, или фотодиодов при сильном рассеянии, установленных под углами, равными 15, между лучом и направлением на входное окно ФЭУ в плоскостях, проходящих через луч и фотоумножители (от центра кюветы). Дна плоскость была параллельна, другая – перпендикулярна вектору Н. Изменение поля от 40Э до 400Э проводилось через 1 мин. на 20Э, изменение поля от 500 Э до 1000 Э через 1 мин. на 100 Э. Весь процесс прохождения кривой анизотропии рассеяния занимал 30 минут. Затем жидкость выдерживалась в поле 1 кЭ в течение 30 минут и измерялось рассеяние через каждую минуту после выключения поля. Через 5 минут после выключения поля (в остаточном поле постоянного электромагнита 40 Э) слабоконцентрированные жидкости и жидкости, простоявшие в течение 1-2 лет не обнаруживали анизотропии рассеяния, в то время как в свежеприготовленных жидкостях и жидкостях с концентрацией 0,01% анизотропия равнялась примерно 50-20% от максимального значения. Отсутствие анизотропии рассеянного света до полей порядка 200 Э позволяет предположить, что магнитное поле, в котором проводились измерения, агрегаты не возникают. В таблице 2 представлены данные зависимости интенсивностей света I и Iпрош, регистрируемых соответственно фотоэлементами Ф3 и Ф4. Показания фотоэлемента Ф2 остаются стабильными в течение всего времени измерения на уровне 4-6 относительных единиц, т.к. рассеянный свет в плоскости расположения Ф2 и Ф3 представляет из себя узкую (~5мм) вертикальную полоску. На графике зависимости анизотропии рассеяния света от напряженности магнитного поля за величину анизотропии принимается величина (I - I), отнесенная к I0 - интенсивности рассеянного света без поля, как предложено в работе [ ]. Следует отметить, что анизотропия рассеяния., определенная таким образом, зависит от интенсивности света, падающего на кювету с рассеивающим коллоидным раствором, а также от толщины образца. Именно поэтому приводятся данные в таблице, позволяющие сравнивать анизотропию рассеяния в зависимости от интенсивности прошедшего через раствор света. Толщина слоя коллоидного раствора во всех экспериментах была одной и той же, равной l=10 мм. Температура измерения была фиксированной Т=293 К. Остаточное поле электромагнита (после выключения электрического тока) составляло 30-40 Э. Проведенные исследования анизотропии рассеяния света позволили выбрать те коллоидные растворы магнетита и феррита кобальта, у которых анизотропия рассеяния не проявляется в полях 100-200 Э, с тем, чтобы в дальнейшем использовать эти объекты для изучения двойного лучепреломления в магнитном и электрическом полях.

Рис. 28 Схема установки для изучения анизотропии света в коллоидных растворах: 1 – лазер ЛГ-72;

2- диафрагма;

3 – призма Аренса;

4 - полупрозрачное зеркало;

5 – кювета;

6 – электромагнит;

7 – цифровой милливольтметр Щ68000;

8 – источник постоянного высокого напряжения.

600 (I -I )/I 4 400 3 2 1 0 0 400 H, Э Рис. 29. Зависимость анизотропии рассеяния света от напряженности магнитного поля (1- =410-5 старый раствор;

2 - =810-5 Fe3O4;

3 - =810-5 СоFe2O4;

4 - =10-4 свежеприготовленный) Таблица Феррит кобальта =2,510-, нм 430 450 470 480 490 500 510 520 530 540 550 560 570 580 590 600 610 620 630,% не регистр. 1,8 3,0 3,5 3,8 5,7 8,0 10,5 13,0 17,0 19,0 21,0 24,1 27,0 30,7 33,6 37,4 40,8 43, Д 1,74 1,52 1,46 1,42 1,24 1,10 0,98 0,89 0,77 0,72 0,68 0,62 0,57 0,51 0,47 0,43 0,39 0, К=2,3(Д/4l)1 0-6 7,17 6,54 6,41 6,37 5,67 5,13 4,66 4,32 3,80 3,62 3,48 3,23 3,02 2,75 2,58 2,40 2,21 2, 640 650 660 670 680 690 700 710 720 730 740 750 760 770 780 790 800 810 820 830 840 850 860 870 880 890 900 950 1000 1050 47,8 50,0 53,1 56,5 59,4 63,4 66,0 68,5 71,4 73,8 78,0 79,0 79,6 81,0 83,6 84,2 85,0 85,8 86,4 87,0 87,0 87,0 88,5 88,4 88,3 88,0 88,0 88,0 87,0 86,0 85,, А 4380 5000 5500 6000 6300 6500 6700 0,32 0,30 0,28 0,25 0,23 0,20 0,18 0,16 0,15 0,13 0,11 0,10 0,10 0,09 0,08 0,08 0,07 0,06 0,063 0,060 0,060 0,060 0,053 0,053 0,054 0,055 0,055 0,055 0,060 0,065 0,07 Магнетит в керосине =410-5 Д,% 1,35 1,10 0,35 0,24 0,19 0,15 0, 1,87 1,78 1,69 1,53 1,43 1,26 1,15 1,04 0,99 0,87 0,74 0,69 0,69 0,63 0,57 0,58 0,51 0,44 0,47 0,46 0,46 0,46 0,42 0,42 0,43 0,45 0,45 0,48 0,55 0,62 0, не регистр. 4,5 8,0 44,5 57,1 65 70 К=2,3(Д/4l)1 0-6 6,18 5,54 1,92 1,38 1,13 0,92 0, 7400 7600 7800 8000 8400 8600 8800 9000 9500 77 77 77 76 73 72 70 68,5 65 0,11 0,11 0,11 0,12 0,14 0,14 0,15 0,17 0,19 0, 0,75 0,76 0,78 0,88 1,08 1,10 1,20 1,40 1,65 1, D 0,5 2 1 0 400 500 600 700 800 900 1000 3 1100,нм Рис. 30. Зависимость оптической плотности растворов D() для МЖ: 1 - =210-5 Fe3O4;

2 - =410-5 Fe3O4;

3 - =2,510-5 CoFe2O4.

2.9. Исследование спектральной зависимости разности показателей преломления обыкновенного и необыкновенного лучей Методика эксперимента и описание экспериментальной установки для исследования спектральной зависимости разности показателей преломления обыкновенного и необыкновенного лучей Нами изучена спектральная зависимость двулучепреломления МЖ =2х10-4 – 2х10-6 магнетита Fe3O4 и феррита кобальта СoFe2O4 в керосине, находившихся при такой концентрации более 5 лет и сохранивших свои оптические и магнитные свойства, а также концентрированную МЖ «магнетит - керо син» =5,5х10-2 в тонком оптически прозрачном слое (d=15мкм). Наши исследования показали, что величина двулучепреломления, оцениваемая по n в магнитном и электрическом полях [ ], которая затем в течение 5 лет уменьшалась, по-видимому, за счет пептизации частиц твердой фазы.

16 11 12 8 10 9 7 13 14 6 5 4 Рис. 31. Схема экспериментальной установки: 1 – галогенная лампа;

2 – вращающийся диск;

3 – монохроматор с дифракционной решеткой;

4 – телескоп;

5, 9 – призма Аренса;

6 – катушки Гельмгольца;

7 – электроды;

8 – компенсатор;

10 – ФЭУ;

11 – осциллограф;

12 – селективный усилитель У2-8;

13 – блок питания ФЭУ;

14 – ЛИПС-35;

15 – источник высокого напряжения;

16 – регулятор блока высокого напряжения Схема экспериментальной установки приведена на рис. 31. Свет галогенной лампы 1, модулируется вращающимся диском 2 с вырезанными сегментами. Затем попадает в монохроматор с дифракционной решеткой 600 штр/мм 3. Полученный монохроматический свет собирается в направленный тонкий пучок с помощью телескопа 4. После чего поляризуется призмой Аренса 5 и попадает в кювету, наполненную МЖ с концентрацией твердой фазы =2х10-4 – 2х10-6, выполненную из органического стекла. В кювете находятся алюминиевые электроды 7, размером 25х25 мм, межэлектродный промежуток составляет 5 мм, на которые подается через делитель 15 высокое напряжение от источника постоянного напряжения 16 в пределах 0-20000 В. Магнитное поле создается парой катушек Гельмгольца 6, питание которых постоянным током осуществляется от ЛИПС-35 14. По выходе из кюветы свет попадает на пластинку в четверть длины волны 8, которая служит в качестве компенсатора, затем проходит через вторую призму Аренса 9, играющую роль анализатора и попадает на регистрирующее устройство фотоумножитель 10, питаемого от высоковольтного источника 13, сигнал с ФЭУ подается на селективный усилитель У2-8 12, и для измерения либо на осциллограф С1-17 11, либо на цифровой прибор Щ – 69000. Для исследования двойного лучепреломления в тонком слое МЖ помещалось между двумя стеклами, толщина слоя задавалась прокладкой (d=15 мкм). В слое отсутствовали пузырьки воздуха. Эксперимента проводился при комнатной температуре. Ячейка с МЖ крепилась между полюсами электромагнита так, что луч света падал нормально к слою МЖ, а магнитное поле было направлено перпендикулярно лучу света. Экспериментальная установка позволяет проводить измерения оптической анизотропии МЖ в диапазоне длин волн 440-750 нм, ограничение определяется в основном чувствительностью регистрирующих систем. Погрешность измерения составляла 5%. Для изучения двойного лучепреломления и дихроизма в МЖ, индуцированных внешними полями, создавали взаимно перпендикулярные поля ( E H ), лежащие в плоскости, нормальной направлению светового луча. Плоскость поляризации последнего устанавливали под углом 45° к направлению магнитного поля. Оптическая анизотропия образцов МЖ определялась по двум методикам. Методика 1. Измерение величины двойного лучепреломления и дихроизма производили в следующей последовательности. При выключенном магнитном поле устанавливали анализатор под углом 90° к поляризатору, а компенсатор – так, чтобы одна из его осей была параллельно анализатору. При этом интенсивность прошедшего света минимальна. После включения поля поворачивали анализатор и компенсатор на углы, (или 2 и ) до получения минимума проходящего света. Оптическую анизотропию МЖ n и разность показателей r r экстинкции необыкновенного и обыкновенного лучей определяли по формулам:

n = n k = k k = n = 2d sin (1 cos 2 sin 2 ) ln 2d sin где - разность фаз необыкновенного и обыкновенного лучей = arctg tg 2 cos 2 = 1 = 2 +, i, – углы поворота анализатора и поляризатора. Подробный анализ эллиптически поляризованного света в случае двулучепреломления приведен приложении. Методика 2. При исследовании дихроизма в слое МЖ, индуцированного внешним магнитным полем, убирали анализатор 9 и компенсатор 8. Измерялась интенсивность света 1, прошедшего через образец при двух случаях поляризации E св H, E св r r r r H Дихроизм оценивали как:

k = (h1 h2 ) 2d где hi – коэффициент измерения интенсивности потока света при воздействии на образец магнитным полем, введенный в [16] как:

I = I oi exp[ 2hi ( H, )], i= 1, I0 – интенсивность светового потока, проходящего через образец Н=0 и i=1,2 соответствует случаям направлений электрического вектора в световом луче перпендикулярно и параллельно внешнему магнитному полю, d – расстояние, пройденное светом в МЖ. При исследовании двулучепреломления пользовались установкой приведенной на рис. 31 без компенсатора. Угол между направлением магнитного поля и оптической оси поляризатора устанавливали 45°. Вращая анализатор производили измерения максимальной и минимальной интенсивности светового потока, прошедшего через анализатор (Imax, Imin). Разность фаз обыкновенного и необыкновенного лучей определялась по формуле:

= arcsin 2 I min ch ( h1 h2 ) I max I 1 + min I max Экспериментальные результаты спектральной зависимости двулучепреломления МЖ =2х10-5 Fe3O4 В керосине полученные по методике 1 представлены на рис. 32, Н=100 Э. Образец хранился в течение 5 лет. Аналогичная спектральная зависимость для этой МЖ наблюдается в электрическом поле Е=6х106 В/м МЖ с =2х10-5 СоFe2O4 в керосине обнаруживает такой же порядок n в электрическом поле Е=2х106 В/м.

n,,нм Рис. 32. Двулучепреломление МЖ с =210-5 при Н=100 Э Во всем спектральном диапазоне 440-750 нм удалось компенсировать оптическую анизотропию, вызванную электрическим полем, соответствующими значениям магнитного поля. В пределах ошибки эксперимента обнаружить зависимость компенсации оптической анизотропии от длины волны не удалось.

n, 103 3 k, 104 2 1 0 0 400 500 600 700,нм Рис. 33. Оптическая анизотропия МЖ с =5,510-2:1 - двулучепреломление при Н=320Э;

2 - двулучепреломление при Н=540Э;

3 - дихроизм при Н=320Э;

4 двулучепреломление, рассчитанное при анизотропии формы 1-3 На рис. 33 представлена спектральная зависимость оптической анизотропии для МЖ с =5,5х10-5 Fe3O4 в магнитном поле Н=320 Э, Н=540 Э. n для этой МЖ по порядку величины совпадает с данными работы [ ]. Из рис. 32 и 33 видно, что оптическая анизотропия как разбавленных, так и концентрированных МЖ имеет слабовыраженный максимум в области длин волн 500 нм. На рис. 34 приведена спектральная зависимость оптической анизотропии для =2х10-5 Fe3O4, полученной по методике 2.

n, k, 4 3 2 2 4 3 2,нм,нм б) а) Рис. 34. Оптическая анизотропия МЖ с =210-4 1 – Н=159 Э;

2 – Н=315 Э;

3 – 520 Э Для сопоставления оптической активности разбавленной, находящейся при такой концентрации более 5 лет, и концентрированной МЖ проводили исследования двулучепреломления в слое МЖ с =5,5х10-5 и =8х10-5 при одинаковой оптической плотности, которую подбирали с точностью до 2% в диапазоне длин волн 590-750 нм. Результаты представлены на рис. 35. Они позволяют предполагать, что средний магнитный момент частиц в концентрированной жидкости больше, чем в МЖ с =8х10-5. Для определения среднего магнитного и размера частиц мы воспользовались методикой описанной в работе [ ]. Кювету с МЖ помещали между полюсами электромагнита, питаемого от генератора Т3-117 переменным током частотой. Свет от гелий-неонового лазера ЛГ-78 проходит через поляризатор, кювету с МЖ, анализатор, установленный в скрещенное состояние по отношению к поляризатору и падал на катод ФЭУ. Модулированный магнитооптической ячейкой свет содержит четкие гармоники I2n, где n=1,2,3,….

, град 1 2 40 3 Н, Э Рис. 35. Оптическая анизотропия слоев МЖ с одинаковой оптической плотностью: 1 – слой МЖ d=15 мкм, =520 нм;

2 – слой МЖ d=10 мкм, =520 нм;

3 – слой МЖ d=15 мкм, =620 нм;

4 – слой МЖ d=10 мкм, =620 нм С увеличением амплитуды внешнего магнитного поля первой гармоники I2, а полевые зависимости высших гармоник имеют глубокий минимум, положение которого зависит от величины магнитного момента частицы и номера гармоники так, что величина = n H k T при n = 2,3, равна 2=4,2;

3=6,8;

4=9,4. Таким образом измерив величину амплитуды магнитного поля, при котором наблюдается минимум соответствующей гармоники, можно определить средний момент частицы m. Результаты измерений: МЖ №1 Разбавленная в керосине и выH=450Э держанная 5 лет H=240Э m=3,8·10-16Гс см3 m=7,1·10-16Гс см3 m=3,1·10-16Гс см МЖ №2 В керосине концентрированная МЖ № В керосине разбавленная и выH=560Э держанная 5 лет Принимая намагниченность насыщения магнетита 480 Гс, а феррита кобальта – 420 Гс, можно определить средний размер частиц магнитной жидкости : МЖ №1 МЖ №2 МЖ №3 V=7,92·10-19 cм3 V=14,8·10-19 cм3 V=7,4·10-19 cм3 d=10,5нм d=14 нм d=11,4нм Спектральная зависимость интенсивности рассеиваемого света в направлении 45° к оси луча образцам МЖ №1- №3 имеет характерный максимум в области 500нм рис.36 причем максимум для жидкости с СоFe2O4 смещен в сторону меньших длин волн.

I, усл.ед.

2 1,нм Рис. 36. Интенсивность рассеиваемого света в направлении 45° к оси луча: 1 - МЖ №1 Fe3O4;

2 – МЖ №2 Fe3O4;

3 – МЖ №3 CoFe2O4 Проведена оценка оптической анизотропии коллоида по модели согласно которой частицы твердой фазы имеют форму одинаковых эллипсоидов, их оси располагаются параллельно с учетом поглощения в твердой фазе и жидкой среде. Исследованы оптические параметры массивного магнетита, приведенного в работе [ ], анизотропия формы частиц, согласно данным работы [ ] выбрана равной 1,3. Порядок величины оптической анизотропии n, k совпадает с экспериментальными данными, но рассчитанные спектральные зависимости n не имеют максимума в коротковолновой области спектра определяет только падение двулучепреломления в этой области. Возрастание n можно объяснить значительной дисперсией коэффициента преломления, что не зафиксировано для массивного магнетита. В работе [ ] указывается на различие оптических свойств массивного и дисперсного магнетитов в МЖ что было объяснено высокой степенью дисперсности в МЖ и наличием как связанной, так и свободной олеиновой кислоты.

2.10. Коагуляция частиц твердой фазы в слабоконцентрированных магнитных жидкостях в магнитном поле, после воздействия электрическим полем Одним из чувствительных методов изучения свойств МЖ является оптический. При изучении двойного лучепреломления в постоянном электрическом поле (в ячейке Керра) в растворах магнитных жидкостей было установлено, что величина двойного лучепреломления больше зависит от предыстории раствора: свежеприготовленные растворы и растворы, многократно подвергавшиеся воздействию постоянного напряжения, обнаруживают различную величину двойного лучепреломления. Кроме того, в свежеприготовленных растворах наблюдается увеличение интенсивности прошедшего через находящуюся под напряжением ячейку Керра и анализатор света, несмотря на то, что напряжение на электродах остается постоянным. Установлено, что МЖ - «магнетит в керосине» с объемной концентрацией твердой фазы С=0,02%, выдержанная в течение полугода после приготовления, не обнаруживает анизотропии рассеяния света, будучи помещенной в магнитное поле с напряженностью Н=2·105 А/м. Эта же жидкость, помещенная в ячейку Керра с напряжением на электродах порядка 6-8 кВ и с расстоянием между ними 6 мм, после выдержки в поле в течение нескольких минут, обнаруживает сильную анизотропию рассеяния света в магнитном поле порядка 100 Э. После нагревания раствора до 100°С и остывания его до комнатной температуры, анизотропия рассеяния света в магнитном поле 100 Э не проявляется. Раствор вновь становится прозрачным и луч лазера проходит через кювету. При повторной подаче напряжения 6-8 кВ раствор мутнеет, и луч лазера не выходит из ячейки. При воздействии магнитного поля 100 Э резко возрастает анизотропия рассеяния. Опыты с концентрациями 0,01% дают аналогичную картину, отличающуюся только временем воздействия электрического и магнитного полей.

I/I0 С=0,01% 0,5 С=0,02% t, c Рис. 37. Зависимость экстинкции света от времени воздействия электрического поля. При измерении любых электро- и магнитооптических эффектов наиболее существенный вклад в общую погрешность установки дают погрешности, связанные с измерением величины электрического и магнитного полей, индуцирующих наблюдаемые эффекты, а также погрешности связанные с детектирование оптического сигнала. Предел допускаемой систематической составляющей погрешности измерений, как и приборная погрешность зависит от того, в каком режиме используется измерительная установка: линейного или квадратичного детектирования;

относительных или абсолютных измерений. Систематическая погрешность включает в себя приборные погрешности, погрешности модели и метода, внешние погрешности. К внешним относятся погрешности, связанные с колебаниями напряжения в электросети;

погрешности, обусловленные влиянием внешнего электромагнитного поля, погрешности в определении начальных моментов времени. Так как все соединения в описанных установках были выполнены экранированным проводом, все приборы помещены в экранированные корпуса, а также, благодаря компьютеризации процесса сбора данных внешние погрешности были сведены к минимуму. Сопряжение установок с компьютером позволило проводить прямые равноточные, многократные измерения нескольких зависимых величин, после дующее автоматическое усреднение замеров уменьшило влияние случайных ошибок измерений. Проверка гипотезы нормальности распределения результатов измерений проводилась по 2 – критерию, так как он наиболее точен для определения распределения экспериментальных данных. Выборка данных для анализа представляла собой 150-ти равноточных измерений, полученных путем отбора максимального значения. На рисунке 37а изображено графическое представление выборки. Проверка нормальности распределения проводилась по выборке X следующим образом. По стандартным формулам [ ] рассчитывали наилучшие оценки среднего значения X и среднеквадратичного отклонения от среднего :

n 1 X Xi, n (n 1) i =1 = X= 1n Xi, n i = n – количество измерений. Разбивали интервал всех возможных значений X на бины (число бинов n = 6), определяли число измерений в каждом бине Ok. Предполагая, что наши результаты распределены нормально, рассчитывали ожидаемое число Ek результатов измерений для каждого бина k по площади под функцией Гаусса между прямыми X = a и X = b (a и b – границы бина). Вычисляли значение 2 по формуле:

(Ok Ek ) 2 =. Ek k = 2 n Получено: 2 = 1,8 < n, по 2 – критерию можно считать распределение результатов нормальным. Для определения оптимального количества автоматизированных измерений одной величины были проведены следующие расчеты. Критерием выбора было среднеквадратичное значение выборочного среднего массива Y, величина выборки h которого варьировалась от 2 до 60 элементов. Среднеарифметическое значение выборки рассчитывалось по формуле:

1 60 Yср (h) = Yk h k = Среднеквадратичное значение выборочного среднего имеет вид:

52 51,5 51 50,5 X(i),B 50 49,5 49 48,5 48 47,5 1 10 19 28 i 37 46 Рис. 37а. Выборка данных для анализа нормальности распределения результатов измерений 1,2 1 0,8 Sn(h) 0,6 0,4 0,2 0 3 6 9 18 21 24 27 30 33 36 39 42 45 48 51 54 Величина выборки,h Рис. 37б. Зависимость среднеквадратичного значения выборочного среднего от величины выборки 1 60 S n (h) = (Yk Yср (h))2 h(h 1) r = Зависимость Sn от количества измерений одной величины представлена на рис. 37б. Из гистограммы видно, что при увеличении объема выборки с 10 до 50 величина Sn меняется незначительно (лишь в два раза). Таким образом, для оптимального увеличения точности экспериментальных данных одной величины, при неизменных внешних условиях, достаточно проделать не менее 10 автоматизированных измерений. В этом случае максимальная относительная погрешность, вычисленная с учетом коэффициента Стьюдента для надежности 0,95 составляет порядка 3 %.

Выводы ко II главе Для того, чтобы исключить роль неконтролируемых физико-химических факторов при технологии приготовления образцов, была выбрана единая методика химического осаждения из водных растворов соответствующих солей железа и кобальта избытком щелочи. Это позволило получить образцы для физических исследований, которые не изменяли свои магнитные и оптические характеристики в течение 20 лет и обеспечивали надежные воспроизводимые результаты исследований, проводимых в лаборатории в разное время. 2 Выяснено, что приготовление образцов для оптических исследований путем разбавления исходных концентрированных жидкостей с объемной концентрацией 0,1-0,2 до концентрации 10-4-10-5 путем добавления соответствующих объемов дисперсной среды приводит сразу же после разбавления к тому, что в образцах разбавленных коллоидных растворов образуются микрокапельные агрегаты, постепенно растворяющиеся в дисперсной среде по мере «старения» раствора. Свежеприготовленные образцы обнаруживают аномально большое рассеяние света в магнитном поле, причем порог возникновения такого рассеяния в магнитном поле очень мал и равен нескольким десяткам эрстед. По про исшествии нескольких суток агрегаты растворяются («пептизируются» по терминологии химиков), и ансамбль коллоидных магнитных частиц стабилизируется, приобретая неизменные во времени оптические свойства и проявляя повторяющиеся магнито- и электрооптические эффекты при воздействии внешнего электромагнитного поля. 3 Данные электронно-микроскопических исследований позволяют сделать вывод о том, что подавляющее большинство частиц магнетита и феррита кобальта имеют характерный размер (120±20), хотя на снимках можно обнаружить малое число и довольно крупных частиц, в десятки и сотни раз превышающие средний размер. 4 Изучение вольт-амперных характеристик коллоидных растворов магнитных частиц выявило область напряженностей электрических полей [Е~(12)·104 В/см] при объемной концентрации частиц ~10-4-10-5 в дисперсной среде, при которой ВАХ являются практически линейными. Эта область относится в физике диэлектриков к области средних полей. Именно в этой области изучались нами электрооптические явления –дихроизм, ДЛП, светорассеяние. 5 Исследования анизотропного рассеяния света в ансамбле невзаимодействующих частиц позволило определить область слабых магнитных полей, в которых не проявляется тенденция частиц к объединению в длинные цепочечные агрегаты, напряженность которых H < 200Э. Изучение магнитооптических эффектов проводилось в полях H< 100Э, которая определена как область слабых полей и для параметра Ланжевена = µ 0 mH kT < 1. Для 100 частиц параметр Лан жевена при комнатных температурах и Н=100Э имеет величину ~ 1. 6 Мессбауэровские исследования выпаренных образцов МЖ (CoFe2O4 в керосине) показали, что около 50% частиц феррита кобальта проявляют суперпарамагнитные свойства. Это привело к необходимости в теории ДЛП в магнитном поле для таких частиц учесть параметр = k эфV k БT, учитывающий кристалло графическую анизотропию, связанную со временем неелевской релаксации со отношением r = r0 e определяется как. Критерий суперпарамагнетизма для магнитных частиц k эфV k БT ~ 1. Для частиц магнетита размером 100 он как раз и раk эфV k БT вен 1, а для частиц феррита кобальта того же размера вание считать такие частицы «магнитожесткими». = 35, что дает осно Изучение системы коллоидных магнитных частиц в керосине показало, что они рассеивают свет в отсутствие магнитного поля по Рэлею, т.е. I рас ~.

Это дает основание при теоретическом анализе магнито- и электрооптических эффектов применять законы классической электродинамики.

ГЛАВА 3. ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ 3.1. Ориентационный механизм двулучепреломления в электрическом и магнитном полях При наложении электрического и магнитного поля на коллоидный раствор, содержащий малые магнитные частицы, он приобретает анизотропию макроскопических свойств. Эта анизотропия макроскопических свойств позволяет в той или иной мере судить об анизотропии самих частиц, взаимодействующих с электрическими и магнитными полями, что и является целью исследований. В рамках предложенной в работе [262] модели возникновение такой анизотропии является следствием ориентационного упорядочения магнитных частиц. Степень ориентационного упорядочения удобно характеризовать с помощью тензора второго ранга (параметр порядка):

S ik = 3 ni n k ik 2 (3.1.1) содержащего усредненную по ансамблю билинейную комбинацию компонент единичного вектора n, он описывает среднее направление оси частицы и является аналогом так называемого «директора» в нематических жидких кристаллах, который показывает направление преимущественной ориентации молекул в данной точке. Тензор Sik является симметричным и бесследовым., т.е. S11+S22+S33=0 =ik/3 и Sik=0. В одноосно ориентированном состоянии тензор Sik становится диагональным: Sik=S(gigk ik r (3.1.2) В полностью неупорядоченном состоянии ориентация частиц изотропна и ) (3.1.3) где g – орт оси ориентации и содержит всего одну независимую компоненту, которая выражается через скалярный параметр порядка S= 3 rr (ng ) o 1 2 r (3.1.4) где индекс «0» при угловых скобках означает усреднение по равновесному распределению. Из определения скалярного параметра порядка следует, что он обращается в нуль при отсутствии упорядочения (n g ) o =1/3;

равен – для конфигурации «легкая плоскость» (n g ) o =0;

равен 1 при полном упорядочении частиц вдоль одной оси – конфигурация «легкая ось»:

rr (ng ) o =1. В равновесном состоянии усреднение проводится с равновесной rr rr функцией распределения W0 в виде распределения Гиббса. Выбор параметра порядка в качестве величины, характеризующей упорядочения коллоидной системы, обусловлен тем, что в таких системах тензор Sik является прямо пропорциональным девиаторной части любого структурного тензора второго ранга. Действительно, согласно работе Райхера и Петрикевича [202] более подробно выпишем диэлектрическую проницаемость разбавленного коллоидного раствора малых эллипсоидальных частиц. При малой концентрации частиц любая из них поляризуется в одинаковой степени, так что задача о средней диэлектрической проницаемости сводится к рассмотрению поведения одной частицы в заданном однородном поле ( p – диэлектрическая проницаемость диэлектрического эллипсоида, погруженного в среду с проницаемостью f ). Тогда связь между компонентами векторов индукции D (i ) и напряженности E (i ) внутреннего электрического поля и напряженности E (i ) внешнего электрического поля связаны соотношением:

з E k(i ) + N kl (Dl(i ) f E l(i ) ) = f E k( e ) r r r где Nkl – тензор коэффициентов деполяризации;

(i) – внутри эллипсоида;

(e) – вне эллипсоида.

Подстановкой De(i ) = p E e(i ) получается з E k(i ) + N kl E l(i ) ( p f ) = f E k( e ) или для напряженности поля внутри частицы E k( i ) = f f kl + ( h + f )N kl [ ], где (-1) означает операцию взятия обратной матрицы. Тензор деполяризации определяется геометрией частицы, и для эллипсоида вращения может быть представлен в виде:

N kl = N k kl + ( N z N x ) k l где – единичный вектор длинной оси частицы, Nx=Ny и Nz – главные значения тензора Nkl, имеющего единичный след: N ll =1. В случае вытянутого эллипсоида Nx>Nz. Bыполнив обращение матрицы и подставив значение Nkl, легко получить:

E k( i ) = ( p f )(N x N y ) k l (e) El kl + f + ( p f )N k f + ( p f )N z r f для вычисления диэлектрической проницаемости разбавленного коллоида авторы работы [202] воспользовались методом, развитым в работе [163]. Определяя искомую величину соотношением: Dk = ke E e, где Dk и E e – поля, усредненные по объему, линейный масштаб которого значительно превышает характерный размер частицы дисперсной фазы, и рассматривая интеграл:

1 VN (D k f E k )dV = Dk f E k по объему VN, содержащему N частиц, видно, что подынтегральное выражение отлично от нуля только внутри зерен суспензии, так что интеграл пропорционален числу частиц. Поскольку внутри каждого эллипсоида поле однородно, то интегрирование по частице сводится к умножению на объем V последней. Таким образом, Dk f E k = NV ( i ) Dk 0 E k( i ) VN [ ] Подставив Dk(i ) = p E k( i ), будем иметь:

Dk E k = ( p f ) E k( i ), где = NV – объемная концентрация твердой фазы коллоидной системы. VN Предполагается, что ввиду << 1, поле E k(e ), действующее на отдель ную частицу, совпадает со средним полем E k. Воспользовавшись выражением для E k(i ), имеем:

Dk f E k = ( p f )(N x N z ) k e E e ke + f ( p f ) N x f + ( p f ) N z f ( p f ) откуда для тензора диэлектрической проницаемости суспензии получается выражение:

( p f ) ( p f ) 2 ( N z N z ) k e kl = f 1 + ke + f + ( p f ) N x f + ( p f )N x p f )N z [ ]( [ ] (3.1.5) Отсюда следует, что ik = f [(1 + ) ik + bS ik ] Напомним, что в этом выражении b – коэффициент, зависящий от разности деполяризующих коэффициентов Ni;

f - диэлектрическая проницаемость жидкой среды;

p - диэлектрическая проницаемость частиц дисперсной среды. Нетрудно получить выражение для показателей преломления лучей, у r которых направления колебаний вектора E совпадает с осью анизотропии (ось Z) и перпендикулярны ей [256]:

n|| = [ (1 + bS 33 )] n = [ (1 bS 33 )] bS 33, то 3 n = n|| n = nbS 33 Если ограничиться линейным приближением при малых значениях (3.1.6) Расчет степени ориентации магнитных коллоидных частиц в постоянном магнитном поле проведен в работах [256, 37, 467, 642]. Если ограничиться рассмотрением частиц дисперсной фазы в виде эллипсоидов вращения и их малой объемной концентрацией <<1, то для коллоидного раствора магнитных частиц, помещенных в постоянное магнитное поле, нетрудно получить, направленное вдоль оси Z, разность показателей преломления обыкновенного и необыкновенного лучей:

n = 1 bn0 S 33 Для частиц, у которых магнитная анизотропия обусловлена формой и, следовательно, вектор магнитного момента частицы фактически параллелен большой оси, в работе [251], в предложении о независимости флуктуаций векторов m и под воздействием теплового движения, определен параметр порядка в виде:

r r S 33 = где = 2 3L( ) 1 15 KV ;

К – эффективная константа магнитной анизотропии;

тогда K БT n = 3L( ) 1 bn0 1 15 (3.1.7).

Разлагая функцию Ланжевена в ряд в случае слабых и сильных полей, получаем асимптотические случаи:

2 1 15 << 1 n = bn 0 3 15 1 >> 1 (3.1.8) 3 1 2 1 ;

при >> 1, n = nb 1 При << 1, n = nb 10 45 10 В монографии [37] предложено учитывать действующее на коллоид n2 + 2 r ную частицу поля световой волны в виде 3 E, как сделано в рабо n2 + 2 тах [68, 69], тогда в выражении для n добавляется множитель 3. Зависимость n без учета предложенного множителя рассмотрена в работах [642, 644, 646]. С учетом известного среднего размера частиц можно оценить область слабых полей для исследуемых коллоидов, воспользовавшись данным табл 1.

H << K БT 100Э m ср На рис. 39 и 40 изображены зависимости n как функции квадрата напряженности H2 магнитного поля для магнетита и феррита кобальта одной концентрации = 4 10 5. Видно, что только в области слабых полей H<50Э, зависимость n( H 2 ) представляет прямую линию. Коллоиды магнитных частиц, помещенные в электрическое поле, обнаруживают ДЛП, величина которого на 6-7 порядков превышает явление Керра в молекулярных жидкостях [401]. Теория ДЛП в коллоидных растворах, находящихся в электрическом поле, достигла высокого уровня благодаря работам Петерлина и Стюарта [617], ОКонски с сотрудниками [612, 613], Дженнига с сотрудниками [562, 614], а также благодаря работам научной школы петербургских физиков под руководством Н.А. Толстого [276-283], которая определила основные направления исследований в нашей стране электрооптики дисперсных систем. Необходимо отметить, что в значительном количестве коллоидных систем частицы твердой фазы обладают характерными размерами 0,1 – 1,0 мкм. Для таких систем в электрическом поле преобладает, кроме ДЛП, еще и дихроизм (т.е. световое колебание, поляризованное вдоль вектора поля, поглощается или ослабляется за счет рассеяния иначе, чем световое колебание, поляризованное перпендикулярно вектору поля). В работе [277] сделан вывод о том, что ДЛП, изучавшееся большинст вом исследователей [161, 454, 479, 480, 492, 510, 555, 612, 613], было не основным эффектом, а основную роль играл дихроизм, что справедливо для коллоидов с частицами, не слишком мелкими по сравнению с длиной волны проходящего света. Коллоидные растворы магнитных частиц с характерным размером 10 нм представляют собой интереснейший объект исследования как ДЛП, так и дихроизма, т.к. для них d ср <, но при взаимодействии этих частиц с внешними полями и между собой они могут образовывать структуры как сравнимые с длиной волны света, проходящего через раствор, так и превышающие ее. Это позволяет наблюдать явления, не известные в оптике обычных, не магнитных дисперсных систем. При прохождении света через систему «анизотропная жидкость между скрещенными поляроидами» интенсивность прошедшего света в случае малых значений n имеет вид:

ln I = I (3.1.9) На рис. 44 показана зависимость изменения интенсивности прошедшего света от величины постоянного электрического поля, а на рис. 42 – от величины постоянного магнитного поля при различных концентрациях дисперсной фазы и в разных дисперсионных средах. Оптическая анизотропия коллоидных магнитных частиц в электрическом поле Теории ДЛП, например [617], рассматривают коллоидные частицы как малые, но макроскопические тела в среде, которой приписывают свойства континуума, и поведение коллоидных частиц в электрическом поле как ориентацию независимых тел. Влияние дисперсионной среды учитывается через макроскопические параметры, такие как диэлектрическая проницаемость, показатель преломления, вязкость и т.д. Поэтому теории ДЛП носят квази-газовый характер, что в значительной степени облегчает интерпретацию явлений при изучении дисперсных систем, но требует значительных ограничений, заключающихся в достаточно малых концентрациях частиц дисперсной фазы, чтобы можно было пренебречь в первом приближении взаимодействием частиц. Будем рассматривать как и в работе [617] частицы дисперсной фазы в виде эллипсоидов вращения (сфероидов), ограничившись случаем ориентации частиц полем вследствие возникновения у них вращательного момента, обусловленного только анизотропией электрической поляризуемости. в монодисперсном приближении будем считать все частицы имеющими объем V. Кроме этого предположим, что частицы осесимметричны так, что оси электрических и геометрических свойств совпадают. При помещении частицы с диэлектрической проницаемостью p в жидкую среду с диэлектрической проницаемостью f тензор поляризуемости для эллипсоидальных частиц будет иметь вид ik = ( p f )V f + ( p f ) N ik, где Nik – тензор деполяризующих коэффициентов: Nik=Niik+(Nz+Nx)ik Энергия поляризующейся частицы в электрическом поле равна 1 U = ik Ei Ek 2 ik Поляризационные свойства частицы, помещенной в постоянное электрическое поле, определяются анизотропией тензора поляризуемости 1 (11 22 )2 + ( 22 33 )2 + ( 33 11 )2 2 = [ ] Для сфероида с осями а=b

АЕ - при наложении поля. При полной ориентации частиц, что достигается при очень больших полях, вводится обозначение a, тогда для произвольного значения поля можно записать:

a = a F ( p,, E, T ), где функция F отражает относительную величину электрооптического эффекта при неполной степени ориентации, соответствующей значениям p,, E, T.

При низкой степени ориентации, когда pE E 2 << 1 и << 1 в работах 2kT kT p2 E 2, т.е. элек[612, 613] определен вид функции F ( p,, E, T ) = + kT 15kT трооптический эффект является квадратичной функцией поля.

I/I 2 4 0,1 0, 0,01 0, Н,Э Рис. 38. Зависимость I/I0 от напряженности магнитного поля Н: 1 – Магнитная жидкость магнетит-трансформаторное масло с =410-5;

2, 3, 4 – Магнитная жидкость магнетит-керосин с =810-5, =410-5, =210-5 соответственно I/I0 2 0,1 1 0,05 3 0,01 0,005 U, кВ 5 10 Рис. 39. Зависимость I/I0 от разности потенциалов: 1 – магнитная жидкость магнетит-трансформаторное масло с =410-5;

2, 3, 4 – магнитная жидкость магнетит-керосин с =810-5, =410-5, =210-5 соответственно На рис. 38 нанесена прямая линия, проведенная в соответствии с расчетной формулой (3.1.9). Видно, что в постоянном электрическом и магнитном полях экспериментальные точки не соответствуют теоретической прямой. Это может быть вызвано несколькими факторами. Во-первых, интенсивность прошедшего света I может определяться не только двулучепреломлением, но и дихроизмом коллоидного раствора. Во-вторых, в постоянном электрическом поле возможна поляризация электродов, которая сказывается на величине эффективного поля, действующего на частицы дисперсной фазы. В постоянном магнитном поле, после длительного воздействия электрического поля, возможно агрегирование частиц дисперсной фазы. При изменении концентрации зависимость прошедшего через коллоид света должна быть квадратичной. На рис. 38 и 39 представлены зависимости относительной интенсивности прошедшего света при концентрациях, отличающихся в 2 и 4 раза, изменения интенсивности должны были бы составить соответственно 4 и 16 раз. Слабая зависимость I/I0 от концентрации может быть объяснена тем, что при добавлении в коллоидный раствор частиц дисперсной фазы, они остаются объединенными в микрокластеры и концентрация свободных частиц возрастает гораздо медленнее, чем в случае хорошо диспергированных частиц. При изучении коллоидных растворов магнитных частиц методами электромагнитооптики важно помнить, что агрегационные эффекты за счет магнитного диполь-дипольного взаимодействия практически всегда сопутствуют ориентационным. Разделение этих эффектов важно как для изучения свойств отдельных частиц, так и при рассмотрении их взаимодействия. С целью определения агрегативной устойчивости коллоидных растворов Fe3O4 и CoFe2O4 при совместном действии магнитного и электрического полей были получены коллоидные растворы с объемной концентрацией дисперсной фазы =10-4 и =210-4. При толщине слоя коллоидного раствора l=40 мм оптическая плотность D порядка ~2. Установлено, что коллоидные растворы с объемной концентрацией твердой фазы =210-4, выдержанные в течение полугода после приготовления, обнаруживают очень слабую анизотропию рассеяния света, будучи помещенными в магнитное поле с напряженностью Н=2·103 Э. Эти же растворы, помещенные в ячейку Керра с напряжением на электродах порядка 6-8 кВ и с расстоянием между ними 6 мм, после выдержки в электрическом поле в течение нескольких минут, обнаруживают сильную анизотропию рассеяния света. При нагревании до 100° С и остывания до комнатной температуры анизотропия рассеяния света в магнитном поле 100Э не проявляется. Растворы вновь становятся прозрачными, и луч лазера проходит через кювету. При повторной подаче напряжения 6-8 кВ растворы мутнеют, и луч лазера не выходит из ячейки. При воздействии магнитного поля 100Э резко возрастает анизотропия рассеяния. Опыты с концен трациями 10-4 дают аналогичную картину, отличающуюся только временем воздействия электрического и магнитного полей. Типичные зависимости относительной интенсивности прошедшего через раствор света от времени воздействия постоянного электрического поля указаны на рис. 40.

n·10-6 Н2(Э2)· Рис. 40. Зависимость n от Н2 для магнитной жидкости Fe3O4-керосин с n·10-7 =410- Н2(Э2)· Рис. 41. Зависимость n от Н2 для магнитной жидкости CoFe2O4-керосин с =410- Рис. 42. Зависимость электрического двойного лучепреломления от напряженности постоянного поля для МЖ с =410- Рис. 43. Зависимость электрического дихроизма от напряженности постоянного поля для МЖ с =410-5 Под действием внешних электрического или(и) магнитного полей магнитные жидкости (МЖ) становятся оптически анизотропными. Причем, величины эффектов двойного лучепреломления и дихроизма в МЖ превышают величины эффектов Керра и Коттона-Мутона для чистых растворителей на 6-7 порядков. Однако, в работах различных исследователей нет единой точки зрения на знак индуцированного дихроизма в МЖ [644].

Нами произведено количественное измерение дихроизма МЖ в магнитном и электрическом полях и произведено сопоставление экспериментальных данных с теоретическими. В рамках одночастичной модели МЖ двойное лучепреломление во внешнем поле может быть представлено [256] как: ~ n = 1 Q2 cn 0 S ( N z N x ) 2 (1 + QN z )(1 + QN x ) (3.1.10) где: Nz и Nx- деполяризующие факторы вдоль длинной и короткой осей эллипсоида-частицы;

c- объемная концентрация частиц твердой фазы;

n0показатель преломления жидкой матрицы;

Q- комплексный параметр характеризующий относительную диэлектрическую проницаемость жидкой матрицы и материала частиц;

S- тензор ориентации, описывающий анизотропию среды, и равный 2 KV 1 3 L ( ) для магнитного поля, где: 15 kT M VH L s - функция Ланжевена, Ms- намагниченность насыщения мате kT риала частиц, V - объем частицы, K=2Ms2(Nz-Nx)- параметр анизотропии формы;

а для электрического поля, согласно работе [146], равный 9V ( N z N x ) E 2. 4 2kT ~ С учетом того, что n = n ik из (3.1.10) можно получить выражения для индуцированного в МЖ дихроизма k=k|| -k в магнитном и электрическом полях соответственно:

1 KV k m = cn0 15 kT 3 L ( ) Q2 1 ( N z N x ) Im (1 + QN )(1 + QN ) (3.1.11) z x 9V E 2 Q2 2 k e = cn0 ( N z N x ) Im 4 2kT (1 + QN z )(1 + QN x ) (3.1.12) Измерения дихроизма МЖ во внешних полях производились по методике описанной в [256]. Объектом являлась МЖ типа магнетит в керосине с объемным содержанием твердой фазы 510-5. Напряженность постоянного магнитного поля могла изменяться от 0 до 1000 Э, а напряженность постоянного электрического от 0 до 20кВ/см. Если принять комплексный показатель преломления массивного маг~ нетита n p = 2,2 i 0,58 [498], показатель преломления керосина n0=1,45, тогда Q = ~2 np n 1, то для МЖ типа магнетит в керосине согласно форму лам (3.1.11) и (3.1.12) индуцированный внешними полями дихроизм k должен быть отрицательным. Зависимости k(H2) и k(E2) полученные экспериментально представлены на рис. 44 и 45 соответственно.

Рис. Рис. 45 Из рис. 44 и 45 следует, что в использованной нами МЖ экспериментально наблюдается отрицательный дихроизм как в магнитном, так и в электрическом поле, причем порядок величины дихроизма в использованных нами диапазонах изменения напряженностей полей примерно одинаков. На основе полученных нами экспериментальных данных и сопоставления их с выводами одночастичной модели двойного лучепреломления в МЖ можно сделать вывод о том, что МЖ типа магнетит в керосине обладает отрицательным дихроизмом и в магнитном, и в электрическом поле. Полученный нами результат хорошо согласуется с качественной оценкой дихроизма в магнитном поле, произведенной в работе [251].

Рис. 3.2. Компенсация оптической анизотропии в скрещенных электрическом и магнитном полях В 3.1 были описаны результаты двойного лучепреломления, вызванного ориентацией частиц под воздействием постоянного магнитного и электрического полей. Были отмечены экспериментальные трудности изучения двойного лучепреломления в постоянных полях. Избежать структурных изменений, вызванных слишком продолжительным воздействием полей на ферроколлоид возможно, если использовать переменные во времени, но достаточно низкочастотные (квазистационарные) поля. Квазистационарным здесь и ниже мы будем называть поле ( E или H ), изменяющееся с периодом много большим, чем любые времена релаксации отдельных частиц, но малым по сравнению с характерным временем образования агрегативных структур. Для электрического поля квазистационарность тем более предпочтительна, что позволяет исключить нежелательные приэлектродные эффекты, связанные с электрофорезом феррочастиц и электролизом магнитной жидкости.

r r Здесь предложенная ранее ориентационная теория оптических свойств обобщена на случай совместного действия электрического и магнитного полей и использована для интерпретации экспериментов по электро- и магнитооптике в постоянных и квазистационарных полях. Наиболее простая статистико-теоретическая модель, качественно предложена в работе []. Предполагается, что однодоменные магнитные частицы, взвешенные в жидкой матрице, обладают некоторой анизотропией формы, причем такой, что в каждой частице направление легкого намагничивания и геометрическая ось совпадают между собой. Высокая степень разбавления магнитной жидкости, используемой в оптических экспериментах, позволяет пренебречь межчастичными взаимодействиями. В этом случае единственным источником диэлектрической анизотропии МЖ (считаем жидкую матрицу изотропной) является ориентация частиц во внешних полях. Используем модель [] для расчета тензора диэлектрической проницаемости магнитной жидкости в электрическом и магнитном полях. Рассмотрим разбавленную суспензию однодоменных частиц, каждая из которых имеет магнитный момент µ = M S V, где MS – намагниченность насыщения материала частицы, V – ее объем. Для простоты положим, что частицы имеют форму вытянутых эллипсоидов вращения и магнитную анизотропию типа «легкая ось», характеризуемую эффективной константой kэф. Будем считать также, что электрические проницаемости жидкой матрицы f и материала p изотропны. В этом случае ориентирующее влияние электрического поля на частицу будет определяться коэффициентами деполяризации N и N|| последней (здесь индексы соответствуют направлениям поперек и вдоль главной оси). Запишем ориентационно-зависимую часть энергии частицы в виде rr 2 1 rr rr U = µH (mh ) k эфV (m ) 2 E 2 ( e ) (3.2.1) s rµ где введены единичные векторы: магнитного момента m =, внешних по µ r r rH r rE лей h = и e = ;

и – направления главной оси частицы. Константа H E представляет собой анизотропную часть электрической поляризуемости частицы;

для эллипсоида вращения с проницаемостью p в среде с проницаемостью f :

( 1)2 ( N N // ) = 4 [1 + ( 1) N ][1 + ( 1) N // ] где = p f (3.2.2).

По шкале времен, соответствующей квазистационарным полям, релаксация ориентационных переменных частицы (векторов m и ) происходит мгновенно, так что состояние суспензии в каждый момент можно считать равновесным, отвечающим текущим значениям E и H. Это позволяет использовать для описания системы функцию распределения в U форме Гиббса: W ~ exp k T. Подстановка явного вида из (3.2.1) дает Б rr 2 rr rr rr2 W (m, ) = Z 1 exp mh + (m ) + ( e ) r r r r [( ) ] (3.2.3) K 1 E 2., =,= где = k БТ k БT 2 k БT статистическая сумма z является нормирующим множителем и определяется по обычным правилам. Существенного упрощения вычислений можно достичь, если ограничиться случаем не слишком сильной ориентации, т.е. предположить, что, < 1. Такое приближение соответствует системе с сильными флуктуаr r µH циями направлений m и. В частности, условие <1 означает, что частицы коллоида суперпарамагнитны.

Разложение функции распределения W по степеням и в первом порядке приводит к выражению rr rr W = 16 2 sh exp mh 1 + mh [ ( )] () 1 rr 2 1 + ( e ), 3 (3.2.4) которое мы используем для вычисления квазиравновесного среднего i k = i k Wd 2 md 2 v r r (3.

2.5) Этот тензор, как будет ясно из дальнейшего, определяет анизотропию оптических свойств суспензии. Подставляя (3.2.4) в (3.2.5), после ряда преобразований находим 2 3L 1 1 hi hk ik + ei ek ik 1 + 15 3 3 i k = ik + 1 (3.2.6) здесь L=cth--1 – функция Ланжевена, описывающая равновесную намагниченность ансамбля невзаимодействующих феррочастиц []. Как следует из (3.2.6), при Н=Е=0 тензор i k изотропен, т.е. направления главных осей частиц распределены равновероятно. Согласно той же формуле вклады полей в анизотропию ориентации аддитивны. Этот вывод, справедливый в первом порядке по и, не является, однако, универсальным (см. []). Заметим также, что магнитное поле приводит к снятию ориентационного частиц r r вырождения (0), в только в системе случае связь магнитоанизотропных изотропной Для описания оказывается разорванной. направлений m и ориентационного состояния ансамбля частиц удобно перейти к тензорному параметру порядка (3.1.1) S ik = 3 1 i k ik 2 подобно тому, как это принято в теории нематических жидких кристаллов []. Явный вид тензора Sik получим подстановкой (3.2.6) в (3.1.1): 1 3ZL 1 1 hi hk ik + ei ek ik S ik = 1 5 3 3 (3.2.7) В оптическом диапазоне частот магнитная проницаемость вещества, как известно [], не испытывает дисперсии и может быть положена равной единице. По этой причине показатели преломления магнитной жидкости будут определяться соотношением ni = i (3.2.8) где i – собственные значения тензора диэлектрической проницаемости. Последний в случае разбавленной системы может быть линеаризован по концентрации примеси (см. 3.1.1) посредством (3.1.5) ik = f [(1 + ) ik + bS ik ] где f (1 + ) – диэлектрическая проницаемость суспензии в отсутствие внешних полей, – объемное содержание твердой фазы. Здесь величины а и b зависят только от параметров, N|| и N. Соотношение (3.1.5), полученное в приближении 1, при подстановке в (3.2.8) дает 1 1 ni = n1 + + bS i, n = f 2 (3.2.9) Для определения показателей преломления необходимо, используя явный вид (3.2.7) тензора Sik, найти его главные значения Si. Проводя плоскость ХY через векторы e и h и полагая r r e = (0,1,0 ), h = (sin, cos,0) r r где – угол между направлениями электрического и магнитного полей, для компонент тензора Sik получим: 1 1 1 S xx = L2 sin 2 5 3 3 1 1 2 S yy = L2 cos 2 + 5 3 3 S xy = S yx = 1 L2 sin 2 (3.2.10) S zz = 1 (L2 + ) S xz = S yz = S zx = здесь L2 = 1 S1, 2 = 3L. Диагонализация матрицы (3.2.10) дает (3.2.11) 1 1 22 2 3 (L2 + ) ± L2 + + 2L2 cos 2 S 3 = S zz При этом угол поворота главных осей тензора Sik в плоскости XY определяется соотношением tg 2 = L2 sin 2 (L2 cos 2 + ) (3.2.12) С помощью формулу (3.2.9) и (3.2.11) для оптической анизотропии суспензии в плоскости XY находим = n1 n2 = 1 nb (L2 )2 + 4L2 cos (3.2.13) В соответствии со сделанными выше предложениями напряженности полей E и H, входящие в (3.2.13) могут быть либо постоянными величинами, либо медленно меняющимися функциями времени. В последнем случае n будет параметрически зависеть от времени через свои аргументы (t ) и (t ). Как следует из (3.2.13), действие внешних полей порознь или совместно инициирует в среде двойное лучепреломление. Согласно определениям (3.2.2) коэффициенты L2 и 0, т.е. подкоренное выражение в (3.2.13) неотрицательно. Легко видеть, что n обращается в нуль в единственном случае, когда =90°, L2-=0 (3.2.14) Таким образом, условия (3.23) отвечают особой ситуации, при которой в МЖ возникает компенсация эффектов Керра и Коттон-Мутона. Это явление специфично именно для магнитных жидкостей и не имеет анало r r гов в оптике обычных суспензий. Подчеркнем, однако, что равенство n=0, получаемое подстановкой (3.2.14) в (3.2.13), вовсе не означает полной оптической изотропии среды. Чтобы убедиться в этом, достаточно вычислить разности (n1-n2) или (n2-n3). Речь идет, конечно, о компенсации n только в одном из трех главных сечений двуосного тензорного эллипсоида ik. Методика и результаты эксперимента. Схема экспериментальной установки приведена на рис. 22. Магнитная жидкости типа «магнетит в керосине», разбавленная до объемной концентрации твердой фазы =10-55·10-4, помещалась в кювету, выполненную из органического стекла. На боковых поверхностях кюветы находились алюминиевые электроды размером 25х25 мм, межэлектродный промежуток составляла 5 мм. Магнитное поле в ячейке 4 создавалось тремя парами катушек Гельмгольца 5 (на рис. 22 показана только одна пара), направлений осей которых взаимно перпендикулярны и соответствуют выбору системы координат на рис. 22. Указанная конструкция магнитной системы позволяет формировать в ячейке вектор Н произвольного направления (вектор Е всегда направлен вдоль оси Y). Для создания постоянного электрического и магнитного полей использовались стабилизированные источники питания. Квазистационарные поля частотой 50 Гц создались с помощью повышающих (для электрического поля) и понижающих (для магнитного поля) трансформаторов. Согласование фаз осуществлялось фазовращателем, контроль за величинами полей проводилась по току через делители напряжения цифровыми вольтметрами В7-16. Источниками света служили лазер ЛГ-75 с длиной волны =630 нм или лампа накаливания со светофильтром на ту же область видимого спектра. Оптическая система состояла из щелевых диафрагм и призм Аренса (поляризатор и анализатор). Призмы, жестко скрепленные между собой так, что их направления пропускания перпендикулярны, могут син r r хронно поворачиваться вокруг своей оси. Интенсивность прошедшего света регистрировалась фотоумножителем, сигнал с которого подавался для измерения либо на осциллограф типа С1-17 со сменными блоками предусилителей, либо на цифровой прибор марки Щ6800. Для изучения эффекта компенсации оптической анизотропии в ячейке с магнитной жидкостью создавали перпендикулярные поля Н ||x, Е ||y, лежащие в плоскости, нормальной к направлению светового луча. Плоскость поляризации последнего устанавливали под углом 45° к направлению электрического поля в ячейке. В этой геометрии интенсивность света, прошедшего через оптическую систему, определяется соотношением I = I 0 sin 2 2 r r (3.2.15) – разность фаз обыкновенного где I0 – интенсивность источника, = 2ln и необыкновенного лучей, l – расстояние, пройденное светом в магнитной жидкости. Изменением напряженности внешних полей добивались компенсации двулучепреломления (гашение прошедшего света). Значения Н(Е), определяющие отношение между полями, при котором возникает компенсация при различных температурах, представлены на рис. 45. Все экспериментальные точки получены с использованием квазистационарных полей (f=50 Гц), синхронизированных по фазе. Зависимости Н(Е), получаемые этим методом, имеют малый разброс (в отличие от результатов измерений в постоянных полях []) и хорошо воспроизводятся при повторных экспериментах. Как видно из рис. 45, найденные значения Н(Е) весьма точно ложатся на прямую, выходящую из начала координат. Для интерпретации экспериментов используем теоретическую завиr r симость (3.2.13). Условие обращения n в нуль при Е Н (компенсация) описывается формулой (3.2.14) = (3.2.16) которая записана здесь в упрощенном виде, соответствующем приближению <1. Согласно принятым обозначениям (3.2.3) величины 2 и пропорциональны квадратам амплитуд внешних полей Н и Е, так что линейный закон роста Н(Е) непосредственно следует из (3.2.16). Соотношение (3.2.16) позволяет выразить угловой коэффициент прямой Н(Е) через параметры частиц суспензии и использовать результаты компенсационных экспериментов для определения размера дисперсных зерен. Рассмотрим один из возможных способов решения такой задачи. предположим, что магнитная анизотропия частиц обусловлена в основном их несферичностью, т.е. имеет магнитостатическую природу. Тогда справедлива оценка K=2MS2N (3.2.17) где N=N-N||. Как показано в [], магнетита формула (3.2.17) применима уже при N~10-2. Для оценки поляризуемости частиц в оптическом диапазоне, полагая p >>f, возьмем. Последнее значение при подстановке в (3.2.2) дает в приближении N<< = 9VN (3.2.18) Следует также учесть, что в отличие от поляризуемости, куда входит объем V частицы, магнитные параметры последней ( и ) должны содержать только объем Vm ее магнитного «ядра». Предполагая несферичность малой и вводя усредненный по частице радиус магнитной сердцевины rm, получим Vm rm = + d V r (3.2.19) где d – толщина немагнитного поверхностного слоя;

для оценок примем d= 8,3 []. Подстановкой (3.2.19) и (3.2.16) – (3.2.18) дает уравнение 135 3K Б TE rm = (rm + d ) 2 16 4 2 M S H (3.2.20) для определения rm. Найдем с его помощью средний размер частиц магнетитовой суспензии. Из наклона прямой рис. 45 имеем (Е/Н)=2,21 ед. СГС Э-1. Решая (3.2.20) при MS=480Гс и комнатной температуре, получим rm=48 r=rm+d=56 в хорошем согласии с данными электронной микроскопии изучаемых коллоидов магнетита, приведенными в главе 1: dcp=115±17. располагая оценкой размеров частиц, легко убедиться, что в изученном диапазоне магнитных полей (H10Э) параметр M SVH K БT = не превышает 0,1, и таким образом подтвердить справедливость приближения <1, использованного при выводе формулы (3.2.16). Для изучения угловых зависимостей двойного лучепреломления были проведены специальные эксперименты. Формула (3.2.12) проверялась следующим образом: при =90°добивалась компенсации оптической анизотропии, а затем угол изменяли, оставляя величины полей постоянными. Вращая скрещенные поляроиды, наблюдали исчезновение двойного лучепреломления при совпадении плоскости поляризации падающего луча с одной из оптических осей магнитной суспензии. Точность измерения угла поворота составляла ±1° в интервале 10°45° и ±3° в интервале 60°80°. Теоретическая зависимость (3.2.12) при L2= дает tg2=tg. В пределах погрешности эксперимент не обнаружил отклонений от этой формулы. При проверке формулы (3.2.13) сначала добивались компенсации, а затем, включая по очереди электрическое или магнитное поле, измеряли интенсивность прошедшего света. Далее поля той же величины включали вдоль одной оси и снова измеряли интенсивность. Полученная величина I1, отнесенная к I2, составила в постоянных полях I1/I2=4,0±0,2;

в квазистационарных полях I1/I2=3,6±0,2. Теоретическое значение этого отношения можно найти следующим образом. Пользуясь малостью разности фаз лучей, прошедших через суспензию, заметим в формуле (3.2.15) sin(/2) на /2. Тогда выражение для интенсивности прошедшего света после подстановки из (3.2.13) принимает вид I = I 0 A (L ) + 4L2 cos [ ] (3.2.21) ln b где A =. В условиях компенсации L2=, так что при =90° I1(H=0)=I1(E=0)=I0A2 При включении тех же полей параллельно соотношение (3.2.21) дает I2=4I02, т.е. из теории следует равенство I2/I1=4, удовлетворительно согласующееся с экспериментальными значениями.

Н,Э CoFe2O4 10 Т2 Т1 Т2 Т1 Fe3O E х103 В/см Рис. 47. Связь между напряженностями электрического и магнитного полей при компенсации оптической анизотропии в квазистационарных полях: T1=295К;

Т2=265 К 3.3. Взаимодействие магнитных коллоидных частиц с постоянным магнитным и переменным электрическим полями Нами экспериментально исследована амплитудно-частотная зависимость сигнала оптической анизотропии МЖ в переменном электриче ском поле при наложении перпендикулярного постоянного магнитного поля и проведено сопоставление с теоретическими выводами описанной выше модели. Электрическое поле частотой 70 Гц и амплитудой до 40 ед. СГСЕ создавалось в горизонтальном направлении, магнитное поле до 40 Э было направлено вертикально, скрещенные поляроиды располагались под углом 45 к направлению E и H. При отсутствии магнитного поля постоянная составляющая и гармонические составляющие переменного сигнала монотонно увеличиваются с ростом Е – рис. 48. При включении постоянного магнитного поля амплитуда гармонической составляющей сигнала оптической анизотропии с частотой 140 Гц при увеличении переменного электрического поля изменяется немонотонно и проходит через минимум при некотором значении Е. Каждому значению Н соответствует свое значение Е, при котором I 2 = f ( E ) r r имеет минимум. На рис. 49 приведены результаты измерения за висимости амплитуды сигналов оптической анизотропии с частотами 140 и 280 Гц при действии постоянного магнитного поля 10Э от амплитуды Е. Если магнитное поле – постоянное, а электрическое поле изменяется по закону E = E 0 cos t, то при низких частотах = a + b cos 2t, где E02 lbn E 02. L2 ;

b = a= 4kT 5 4kT Показано, что для оптической разности фаз интенсивность прошедшего света описывается выражением:

1 m m a cos mx I = I 0 1 J 0 (b) cos a 2 ( 1) J m (b) cos m =1 2 (3.3.1) Отсюда получено для 2:

I 1 = b sin a cos 2t I0 (3.3.2) Эта составляющая отсутствует в спектре сигнала оптической анизотропии при выполнении условия: L2 = E 02. 4kT Для экспериментальной проверки этих зависимостей пользовались соотношениями для постоянной составляющей и для амплитуды гармонической составляющей с частотой 4 при I2=0:

I I 0 b2 = 8 пост I I 0 b2 = 4 ;

, то есть I I I = 2 I 0 пост. Эти выводы хорошо согласуются с экспериментальными данными, что свидетельствует о применимости теоретической модели невзаимодействующих частиц для разбавленных МЖ, помещенных в переменное электрическое и постоянное магнитное поле.

100 90 80 70 60 50 40 30 20 10 0 0 0,5 1 1,5 2 2,5 3 3,5 4 4,5 5 5,5 6 6,5 7 7, Iотн U,кВ Рис. 48. Зависимость интенсивности оптического сигнала от разности потенциалов на электродах 50 45 40 35 30 25 20 15 10 5 Iотн 0 0,5 1 1, 2 2,5 3 3,5 4 4,5 5 5, 6 6,5 7 7, U,кВ Рис. 49. Зависимость амплитуд гармонических составляющих оптического сигнала от разности потенциалов на электродах Оптическая анизотропия при одновременном воздействии постоянного магнитного и переменного электрического полей Расчет интенсивности прошедшего света. В третьей главе было показано, что при одновременном воздействии магнитного и электрического полей возможна ситуация, при которой происходит компенсация эффектов Коттона-Мутона и Керра, а магнитная жидкость обладает одноосной отрицательной анизотропией. Эта ситуация достигается, когда векторы Е и Н взаимно перпендикулярны, свет распространяется перпендикулярно плоскости (Е,Н) и выполняется условие Рассмотрим особенности возникновения двойного лучепреломления в постоянном магнитном и переменном электрическом поле, изменяющемся с частотой <1/B по гармоническому закону. Пусть для определения направления полей соответствуют рис. 48 и 49, то есть h=(1,0,0);

g=(0,1,0). При малых концентрациях твердой фазы в магнитной жидкости (с<<1) для показателей преломления n1 и n2 можно использовать линейное приближение и найти n = n1 n2 = 1 nbc( S1 S 2 ). Здесь S1 и S2 – главные значения тензора ориентации.Учитывая ортогональность векторов Е и Н, можно записать для =90°:

S1 = 1 1 (2L2 ) ;

S 2 = (2 2L2 ) ;

15 n = 1 nbc(L2 ) Здесь как и раньше, = 0 E 2 3L( ) 2 KV, =, L2 = 1 k BT 2k B T Если электрическое поле изменяется по гармоническому закону Е=Е0cost, то можно записать:

= 0 cos 2 t = 1 0 (1 + cos 2t ) (3.3.3) где 0 = 0 E 02. При низкой частоте электрического поля (<<1/B) ре2k B T лаксационные явления можно не учитывать и тогда следует:

n = 1 nbc L2 0 0 cos 2t 10 2 (3.3.4) Учитывая, что при прохождении луча света в направлении оси z разности показателей преломления n соответствует разность фаз = 2ln, найдем для интенсивности света, прошедшего скрещенные поляроиды, установленные под углом 45° к направлению поля:

1 I = I 0 sin 2 = I 0 (1 cos ) ;

2 I= 1 I 0 1 cos L2 0 0 cos 2t = 2 2 = 1 I 0 1 cos L2 0 cos 0 cos 2t sin L2 0 sin 0 cos 2t (3.3.5) 2 2 2 2 2 Разложение полученного соотношения в ряды Фурье дает:

I0 = 1 I 0 1 cos L2 0 J 0 0 2 2 n ( 1) J 2 n 0 cos(2n 2t ) n =1 2 cos L2 0 2 sin L2 0 (1) n J 2 n +1 0 cos[(2n + 1)2t ]. n =0 (3.3.6) Здесь J k 0 - функции Бесселя, k – порядка. Для дальнейшего рас смотрения интерес представляет гармонические составляющие оптического сигнала (3.3.6), которые содержат в качестве сомножителя sin L2 0 2. При выполнении условия L = (3.3.7) эти составляющие обращаются в нуль и будут отсутствовать в спектре оптического сигнала. Как видим, эти составляющие имеют нечетные индексы Бесселя k=2n+1 и частоты 2, 6, 10, … Экспериментальная проверка полученных закономерностей индуцированного двойного лучепреломления при воздействии переменного электрического и постоянного магнитного полей осуществлялась с помощью установки, аналогичной изображенной на рис. 48 и 49. Синусоидальное напряжение частотой 70 Гц от генератора Г3-56/1 через усилитель мощности У-100У4.2 подавалось на первичную обмотку высоковольтного трансформатора. А затем – на электроды магнитооптической ячейки. Ам плитуда напряженности электрического поля в рабочей части кюветы изменялась от 0 до 1,4 МВ/м. Постоянное магнитное поле величиной до 2,5 кА/м создавалось катушками Гельмгольца в вертикальном направлении. Поляризатор и анализатор, находящиеся в скрещенном положении относительно друг друга, устанавливались под углом 45° к направлению поля. Моделированный луч света направлялся на катод ФЭУ. Постоянная составляющая интенсивности света измерялась вольтметром Щ 68000, а действующие значения гармонических составляющих – с помощью анализатора спектров СК 4-56, который работал в режиме селективного вольтметра. При отсутствии магнитного поля постоянная составляющая оптического сигнала и гармонические составляющие монотонно увеличиваются с ростом амплитуды электрического поля Е. На рис. приведены результаты измерения постоянной состаляющей (кривая 1) и гармонических составляющих с частотами 2 и 4 (кривые 2 и 3 соответственно). При включении постоянного магнитного поля, направленного перпендикулярно электрическому, характер зависимости гармонических составляющих оптического сигнала от переменного электрического поля изменяется. Зависимость амплитуд гармоник с частотами 2, 6 и т.д. от величины электрического поля становится немонотонной и при некотором значении Е проходит через минимум. Как и следовало ожидать, каждому значению постоянного магнитного поля Н соответствует свое значение электрического поля Е, при котором наблюдается минимум гармонических составляющих оптического сигнала с нечетными индексами Бесселя. В качестве примера на рис. приведены результаты измерения амплитудных значений гармонических составляющих на частотах электрического поля 2, 6 (140 и 430 Гц) при воздействии постоянного магнитного поля 800А/м.

Показано, что под воздействием постоянных и квазистационарных полей Н и Е компенсация эффектов Коттона-Мутона и Керра происходит при выполнении условия: L2-=0. При заданном значении магнитного поля Н компенсирующего электрического поля Е с результатами, представленными на рис. при одинаковых значениях постоянного магнитного поля Н, показывает их полное соответствие. Расхождение не превышает 6% и находится в пределах ошибок эксперимента. Измерение компенсирующего электрического поля с помощью описанной методики оказывается даже предпочтительнее аналогичных измерений в постоянных и квазистационарных полях в связи с тем, что применение переменного электрического поля позволяет избежать нежелательных электрофоретических и приэлектродных явлений в магнитном коллоиде. Кроме того, измерения в постоянном магнитном поле не требуют фазовой синхронизации электрического и магнитного полей. Для экспериментальной проверки соотношения (3.3.6) можно воспользоваться четными относительно индексов k=2n составляющими оптического сигнала при L2-0/2=0. Постоянная составляющая оптического сигнала и амплитуды гармоник с частотами 4, 8, 12, … содержат в качестве сомножителя cos L2 0. При включении магнитного поля ар2 гумент этого выражения уменьшается, а косинус становится равным единице при выполнении условия (3.3.7). Эксперименты показывают, что увеличение магнитного поля при постоянной амплитуде электрического поля действительно сопровождается увеличением Ic и Ia(4). Результаты измерения постоянной составляющей Iс и амплитуды гармонической составляющей 4 в магнитное поле 800А/м представлены на рис.

.

Эффект усиления интенсивности света позволяет с помощью постоянного магнитного поля управлять амплитудой светового сигнала, модулированного переменным электрическим полем. Ограничиваясь первыми членами в разложениях функций Jk ряды, получим для постоянной составляющей и амплитуды гармоники с k=2 следующие выражения:

1 1 I c = I 0 1 J 0 0 = I 0 0 ;

2 2 8 I ( 4 ) a 1 = I 0 J 2 0 = I 0 0 2 8 (3.3.8) Таким образом, при выполнении условия (3.3.7) постоянная составляющая интенсивности света оказывается равной амплитуде составляющей с частотой 4, что хорошо согласуется с экспериментальными данными. Исследование суперпарамагнитных частиц СoFe2O4 и Fe3O4 по двулучепреломлению и методом мессбауэровской спектроскопии Выше мы рассмотрели теоретическую интерпретацию экспериментальных данных, полученных в магнетитовых коллоидах в предположении, что частицы магнетита суперпарамагнитны и константа магнитной анизотропии k связана с анизотропией формы частиц 12 M S N K= В изученном диапазоне магнитных полей (Н10Э) параметр <1, что и обеспечивало нам приближение (3/2/4). Можно ожидать, что для частиц феррита кобальта (CoFe2O4) предположение о малой величине не будет выполняться и константа анизотропии будет обусловлена естественной кристаллографической анизотропией, которая для массивного образца равна 3·106 эрг/см3. Можно ожидать, что коллоидные частицы CoFe2O4 не суперпарамагнитны на Неелю, т.к. при характерном размере 100 величина ~40. Как показали наши эксперименты, коллоидный раствор феррита кобальта, замороженный в магнитном поле при Н=3 кЭ, имеет анизотропию порядка ~106 эрг/см3, поэтому предположение о том, что частицы дисперсной фазы являются однодоменными и магнитожесткими, является разумным. Пользуясь представлением об ориентационном характере ДЛП в магнитном поле, следует предположить, что направление вектора магнитного момента частицы совпадает с главной осью геометрической осью частицы, так что µ || n. Для частиц из изотропного диэлектрика симметрия тензора поляризуемости ik определяется только фактором формы, и поэтому главная ось диэлектрического эллипсоида оказывается также направленной вдоль n : ik=0ik+nink. Поэтому ориентационно-зависимую часть энергии отдельной частицы можно представить в виде:

r rr rr 1 rr 2 U = µH (n h ) E 2 (ne ) (3.3.9) Далее воспользуемся результатами расчета тензора диэлектрической проницаемости, представленными в статье Ю.Л. Райхера и А.В. Петрикевича [] Равновесная функция ориентированного распределения частиц есть U We = Z e1 exp K Е Б (3.3.10) где Ze – нормирующий множитель, а явный вид одночастичной энергии задан выражением (3.3.3.8). Вводя обозначения (3/2/3) = µH k БT = E 2 2k Б T (3.33) из (3.3.9) и (3.3.10) получаем rr rr 2 We = Ze 1 exp n h + (n e ) [( ) ] (3.3.12) Искомый интеграл ni n k e r = n i n k We d 2 n (3.3.13) при произвольных значениях и может найден только численно. Упростим расчет, ограничившись рассмотрением не слишком больших полей, т.е. предположив, что <1 показывает, что условие ~1 соответствует напряженностям электрического поля порядка 103 В/см. В линейном по приближении из (3.3.12) следует We = W0 1 + e n e m n e n m n e n m [ ( )] r (3.3.14) Угловые скобки с индексом «0» обозначают здесь усреднение с функцией распределения W0 из (3.3.13), т.е. при E =0. Невозмущенное среднее n e n m имеет вид ne n m L = em + L2 he hm (3.3.15). (По поводу определения ис здесь L – функция Ланжевена, а L2 = 3Z пользуемых здесь и ниже тензорных моментов.........

и функций Ланже вена L1, L2, L3… различных индексов – см. приложение к работе []). Вычисляя среднее (3.3.13) по распределению (3.3.12), находим ni n k e = ni n k + e e e m n i n k n e n m [ ni n k ne n m ] (3.3.16) Постановка явного вида величин......... 0 в (3.3.13) дает L rr 2 = + 2 L2 L2 + (L3 LL2 )(e h ik + ni nk e [ )] + L ei ek + L3 r r e h ei hk + ek hi ) + ( )( (3.3.17) rr + L2 + L3 LL2 + (L4 L2 )(e h 2 hi hk 2 [ )] Эта формула показывает, что включение электрического поля 0 существенным образом меняет структуру равновесного тензора ni nk e по сравнению с (3.3.15). Во всех случаях, за исключением тривиального e || h, величина ni nk, а вместе с ней Sik и ik, утрачивает аксиальную симметрию и становятся двуосными тензорами. Кроме того, наличие в (3.3.17) члена, пропорционального (eihk+ekhi), означает, что ни h, ни e уже не являются главными осями этого тензора: диагональность ni n k r r rr в системе коорди r rr r нат, связанной с h и e, сохраняется только в случае e h.

Итак, теоретическая модель, рассмотренная в работе [], приводит к следующим результатам. Во-первых, вклад электрического поля в ik при постоянном зависит от (аддитивность отсутствует). Во-вторых, главная ось диэлектричеrr ского эллипсоида, лежащая в плоскости векторов e h, направлена под углом к ним. Легко найти величину этого угла. Пусть h ||OZ, а вектор r r e расположен в плоскости XOY и составляет с h угол. Тогда, согласно r известным формулам 2 xz xx яя tg 2 = r (3.3.18) где – угол между h и направлением главной оси ik при 0. Подставляя в (3.3.18) компоненты тензора ik, получаем, что при >>1 в линейном по приближении искомый угол определяется соотношением L L = sin 2 L2 (3.3.19) Последняя формула показывает, что при угол, как и следовало ожидать, обращается в нуль. Условие компенсации анизотропии тензора для магнитомягких частиц L2= при <<1 есть 2/15=. Условие компенсации, вытекающее из данного рассмотрения, для магнитожестких частиц () 2 L 7 L2 3L2 и в случае <1 имеет вид = (3.3.20) = (3.3.21) Итак, теория в случае магнитожестких частиц подтверждает экспериментально обнаруженную линейную связь между E и H. Однако, при данном значении Е, величина Н, необходимая для компенсации, оказывается в 15 меньше, чем в случае магнитомягких частиц. r r Эксперименты, проведенные с коллоидными растворами феррита кобальта, этого вывода не подтверждают. На рис. 45 представлены экспериментальные зависимости Н(Е). Согласно выводу теоретической модели компенсационный график для коллоидного раствора феррита кобальта должен располагаться ниже компенсационного графика коллоидного раствора магнетита. С учетом формулы (3.3.21) при <1 различие в ходе графиков должно быть заметным. Для проверки предположения о том, что частицы феррита кобальта обладают суперпарамагнитными по Неелю свойствами, коллоидные растворы магнетита и феррита кобальта были помещены в сильное магнитное поле (~3 кЭ – область насыщения магнитооптических эффектов) и были подвергнуты действию переменного электрического поля Е~1020 ед. СГСЭ (Е 30006000 В/см).

Данное предположение возникло еще и в силу того факта, что для объяснения двулучепреломления коллоидных растворов феррита кобальта в электрическом и магнитном полях необходимо положить, что направление электрической поляризуемости для оптических частот и в постоянном электрическом поле, а также направление магнитной анизотропии совпадают и однозначно связаны с геометрическими осями частиц. Сущность эксперимента с коллоидными частицами Fe3O4 и CoFe2O4 в постоянном магнитном и переменном электрических полях состояла в следующем. Кювета (ячейка Керра), заполненная магнитной жидкостью с объемной концентрацией 10-5, помещалась в постоянное магнитное поле напряженностью до 3х103Э. Двулучепреломление, вызванное постоянным магнитным полем. Компенсировалось с помощью четверть волновой пластинки и призмы Аренса. Затем включали переменное электрическое поле амплитудой порядка 104 В/см, направление которого было перпендикулярным к направлению распространения лазерного пучка. Величина n оценивалась по амплитуде переменного фототока с ФЭУ, измеряемой с помощью осциллографа С1-17. Экспериментальные данные представлены на следующем рисунке.

n·10-7 4 Еmax=25 ед СГСЭ Н, кЭ 0 1 2 Зависимость амплитудного значения n частиц CoFe2O4 в переменном электрическом поле при одновременном действии постоянного магнитного с Н=3кЭ Эксперимент показал, что в случае слабо концентрированных коллоидных растворах как магнетита, так и феррита кобальта (в обоих случаях концентрация твердой фазы была неизменной) постоянное магнитное поле напряженностью Н=(0,53) кЭ не оказывает существенного влияния на изменение эллипса поляризации, вызванного квазистационарным электрическим полем (f=50 Гц) с напряженностью Е~ 104 В/см. а именно, с точностью до 20% амплитуда переменного сигнала, пропорционального n, остается постоянной независимо от того, включено магнитное поле или оно отсутствует. Данные этого эксперимента дают основание предположить, что повидимому, коллоидные частицы не только магнетита, но и феррита кобальта в наших условиях являются суперпарамагнитными по Неелю. Напомним, что следуя выводам теоретической модели, для частиц кобальта необходимо было ожидать резкое отличие в поведении его компенсационной кривой от кривой магнетита, а именно: должна проявляться большая разница величин компенсирующих полей. Эксперимент такой разницы не выявляет. Далее, из теории следует существенное различие в изменении анизотропии, а именно, вклад электрического поля в ik, а следовательно, и в n, при постоянном Е зависит от Н в случае сильной магнитной анизотропии частиц. Для частиц феррита кобальта и этот вывод не подтвердился, давая основание считать их суперпарамагнитными.

Выводы к III главе Экспериментально доказано и теоретически обосновано, что в слу чае воздействия на агрегативно устойчивые ансамбли невзаимодействующих между собой суперпарамагнитных частиц синфазных квазиперемен ных электрических и магнитных полей в них возникает двуосная оптическая анизотропия, описываемая тензором второго ранга диэлектрической проницаемости ансамбля частиц. При соответствующих значениях напряженностей электрического и магнитного полей эта анизотропия может быть приведена к одноосной. Данное физическое явление ранее не наблюдалось в электро-магнитооптике обычных немагнитных коллоидов. 2 Установлено, что в электрическом поле разность фаз, и соответственно разность показателей преломления обыкновенного и необыкновенно лучей, квадратично зависит от величины напряженности электрического поля. В рамках модели Петерлина – Стюарта оценена поляризуемость частиц, ответственных за возникновение электрического двойного лучепреломления. 3 Изучение взаимодействия коллоидных магнитных частиц с постоянным магнитным и переменным электрическим полями показала нелинейный характер гармонических составляющих двойного лучепреломления в скрещенных полях. Оптическая нелинейность объяснена в рамках разработанной модели возникновение ДЛП при совместном действии на ансамбль коллоидных частиц электрического и магнитного полей. 4 При воздействии на ансамбль невзаимодействующих коллоидных магнитных феррита кобальта сильным постоянным магнитным полем с напряженностью Н=3кЭ и слабым переменным электрическим полем напряженностью Е=(36)·103 В/см показано, что влияние магнитного поля в пределах погрешности измерений не сказывается на величине двойного лучепреломления, вызываемого переменным электрическим полем, т.е. связь между внутренними степенями свободы магнитного момента и механическими степенями свободы вращения частиц, поляризующихся и испытывающих механический вращательный момент в электрическом поле, является разорванной. Это приводит к заключению, что частицы феррита кобальта проявляют суперпарамагнитные поведение, подтверждаемое ме тодом мессбауэровской спектроскопии. А это, в свою очередь, свидетельствует о том, что константа эффективной магнитной анизотропии для объемных образцов не совпадает с аналогичной константой для малых частиц, у которых количество атомов на поверхности сравнимо с количеством атомов в объеме. Это, по-видимому, приводит к разупорядоченному состоянию спинов на поверхности частицы и уменьшению энергии кристаллографической анизотропии.

ГЛАВА 4. КИНЕТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЯ И СВЕТОРАСЕЯНИЯ МАГНИТНЫХ ЖИДКОСТЕЙ В ИМПУЛЬСНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ 4.1. Экспериментальное изучение переходных процессов нарастания и спада оптической анизотропии в магнитных коллоидах Исследование нестационарного ДЛП и дихроизма в коллоидных растворах при включении и выключении внешних полей является одним из наиболее эффективных методов изучения коллоидных частиц [63, 64, 266, 277, 282]. Теоретическое рассмотрение этих эффектов произведено в работах [479, 480, 619, 575]. Рассмотрим подробно процесс ориентации и дезориентации коллоидных частиц при включении и выключении поля. В отсутствие внешнего поля распределение длинных осей частиц по углам равновероятно и несмотря на микроскопическую анизотропию каждой отдельно взятой частицы, в целом коллоидный раствор оптически изотропен. Включение внешнего ориентирующего поля приводит к изменению функции f() распределения частиц по ориентациям. Рассмотрим область стационарного ЭДЛ, полностью воспользовавшись результатами работы [63]. Растворы, практически не проводящие электрический ток, можно считать консервативными системами, а функцию углового распределения частиц f() можно описать с помощью W ( ) exp kT f ( ) = W () exp kT sin d больцмановского закона рас пределения частиц по их потенциальным энергиям в электрическом поле (4.1.1) Здесь W() – энергия частиц в поле, а – угол между вектором напряженности электрического поля и осью частицы, которой она устанавливается вдоль поля. Растворы частиц электропроводны, например, водные растворы МЖ. При приложении к таким растворам электрического поля через них протекает элек трический ток, который приводит к выделению в растворе тепла и передаче его окружающей среде. Такой раствор не является консервативной системой и к частицам не применимо понятие потенциальной энергии в поле. Будем учитывать, что момент сил трения, возникающий при вращении частицы, пропорционален угловой скорости ее вращения, в этом случае, согласно неравновесной термодинамике, достаточно в выражении (4.1.1) заменить W () на kT () d D где D – константа вращательной диффузии макромолекулы. В результате для f() можно записать выражение ( ) exp d 0 D f ( ) = ( ) exp D d sin d 0 (4.1.2) Если раствор не электропроводен, то для него ( ) W ( ), d = D kT (4.1.3) так как момент сил, действующих на частицу M ( ) = ( ) = W.

Здесь – коэффициент пропорциональности, который связывает константу D также с энергией броуновского движения kT формулой:

D= kT.

Для нестационарных состояний раствора функция углового распределения частиц описывается уравнением вращательной диффузии. Области, связанные с нарастанием наведенной анизотропии, отвечает уравнение диффузии с учетом силового члена, вызванного действием моментов сил M() на частицы:

2 f (, t ) r 1 1 f (, t ) div( f (, t ) M () ) =. kT D t (4.1.4) В случае релаксации наведенной анизотропии раствора силовой член отсутствует и f (, t ) является решением уравнения 2 f (, t ) = 1 f (, t ). D t (4.1.5) При описании показателя преломления прозрачного раствора можно использовать соотношение [295] r r 2r n 2 E = n0 E + 4P, r (4.1.6) где P - вектор поляризации, вносимой частицами в раствор, а n и n0 - тен зор и показатель преломления раствора и чистого растворителя соответственно. Если внешнее поле направлено вдоль оси Z, то проекция P на оси Z и, перпендикулярную ей, ось X связаны с компонентами тензора средних значений поляризуемости частиц zz и xx следующими соотношениями:

r PZ = N zz E, PX = N xx E.

(4.1.7) Величина N – число частиц в единице объема. Подставив выражения для PZ и PX в формулу (4.1.6), нетрудно получить для np и ns раствора соотношения:

2 2 n P n 0 = 4N zz 2 2 n S n 0 = 4N xx (4.1.8) После вычитания из первого уравнения системы (4.1.8) второго, полагая 2 2 n P n S = n P n S n P + n S n 2n, ( )( ) (4.1.9) можно записать n = 2 ( zz xx n )N (4.1.10) Для того, чтобы определить разность zz и xx, необходимо знать значения тензора поляризуемости частицы в связанной с ней системе координат (1,2,3) и функцию углового распределения частиц f(). Пусть система (1,2,3) – собственная система тензора поляризуемости частицы, тогда отличными от нуля будут только три его элемента i (i=1,2,3). Различие значений i определяются как формой частицы, так и ее внутренней анизотропией. Внутренняя анизотропия поляризуемости частицы является следствием ее внутренней упоря доченности, которая определяется, в свою очередь, наличием в ней ориентационного порядка валентных связей отдельных атомных групп, возможным кристаллическим строением отдельных ее частиц и т.д. Анизотропия поляризуемости, обусловленная формой, определяется отличием формы частицы от сферической. Наиболее часто при электрооптических исследованиях частице приписывают форму эллипсоида вращения, хотя, она имеет неправильную форму, близкую к сферической. Так как частица стремится повернуться осью своей большей поляризации вдоль поля, а расположение перпендикулярных к ней осей близко к хаотическому, то представление частицы в виде сфероида вполне приемлемо для электрооптической теории. Максвеллом было получено выражение для главных значений тензора поляризуемости эллипсоида объемом V, когда оси собственной системы координат тензора показателя преломления эллипсоида совпадают с его геометрическими осями. В этом случае отличны от нуля только три главные значения тензора поляризуемости на оптической частоте эллипсоида вращения, которые описываются соотношением:

2 ni2 n0 i = V = q iV, 2 ni2 n0 4 + Li 2 n (4.1.11) где i=1, 2, 3;

2=3 и L2=L3;

Li – коэффициенты формы эллипсоида вращения, 4 (1 2e ), L1 = 3 4 (1 2e), L2 = 3 2 p + p2 1 1 3 e = ln 2 p + 4, p > 1 4( p 2 1) p2 1 p p2 1 1 p 2 12 3p, p < 1 p 2 + e = 2 arctg 2 p p 1 1 p (4.1.12) Здесь p – отношение осей эллипсоида вращения: p>1 – вытянутый эллипсоид;

p<1 – сплюснутый эллипсоид. Согласно соотношений (4.1.12), для сферы L1 = L2 = L3 = 4, а для тонкой палочки L1 = 2, L2 = L3 = Анизотропию поляризуемости частицы можно количественно выразить разностью 1 2 = (q1 q 2 )V (4.1.13) Перейдем от значений поляризуемости частицы 1 и 2 В системе координат (1,2,3) к средним значениям поляризуемости zz и xx в системе координат (X,Y,Z). Такой переход не представляет большого труда если известны 1 = q1V, 2 = q 2V и f(). В результате соотношения (4.1.8) преобразуются к виду:

2 2 2 n P = n0 + 4NV d f ()(q1 cos 2 + q 2 sin 2 ) sin d, 0 0 2 2 2 2 2 2 n 2 = n 2 + 4NV 0 f ()(q1 sin sin + q2 (cos cos + sin ) sin dd, S (4.1.14) Введем обозначения:

u = cos, p(u )du = 1 f () sin d. После интегрирования по углу 1 1 2 2 2 n P = n0 + 4Nq 2V + NV (q1 q 2 ) u p (u )du, 2 1 1 1 n 2 = n 2 + 4Nq V + NV (q q ) (1 u 2 ) p (u )du, 0 2 1 2 S 4 (4.1.15) Вычитание из первого соотношения (4.1.15) второго приводит к формуле q q2 n n = NV 1 2 P 2 S 3u 2 1 2 p(u)du. (4.1.16) Дробь под интегралом 3u 2 1 - это второй полином Лежандра P2(u). Анизо тропию показателя преломления, используя (4.1.9), можно представить формулой:

N n = V (q1 q 2 ) P2 (u ) p (u )du, 4n (4.1.17) В тех случаях: когда p(u ) не зависит от времени, соотношение (4.1.17) описывает стационарное ЭДЛ;

когда p(u ) = p(u, t ), соотношение (4.1.17) может быть использовано для описания нарастания и релаксации ЭДЛ. Полагаем, что ориентация частицы происходит за счет ее постоянного дипольного момента µ и анизотропии поляризуемости на низкой частоте. Наведенный электрический момент частицы определяется выражением r r rr rr µ = e1VE ((eZ, e1 )q1 (e z, e2 )q 2 ), (4.1.18) а момент силы, действующей на частицу и обусловленный анизотропией ее поляризуемости, определяется выражением r rr M = ( µ e ) E.

(4.1.19) Аналогично, дипольный момент, обусловленный постоянным дипольным моментом частицы. Определяется выражением r rr M µ = (µ ez ) E.

(4.1.20) Функция распределения f зависит только от одного из углов Эйлера. Учитывая (4.1.18)-(4.1.20), уравнение (4.1.4) определяется формулой M + Mµ 1 sin f + f sin kT 1 f = D t (4.1.21) Вспомним, что u = cos и введем безразмерные величины:

~ µ= µE kT, q= V (q1 q 2 ) 2 E. kT Уравнение (4.1.4) и (4.1.5) одинаково справедливы для функций p(u ) = 4f, (4.1.22) Тогда вместо уравнения (4.1.21) можно записать ( 2 p p 1 p ~ ~ 1 u 2u 1 u 2 µ + qu ) + p 2µu + q 3u 2 1 = 2 D t u u ) ( )( [ ( )] (4.1.23) Так же как тензор поляризуемости, константа вращательной диффузии D может быть аналитически определена для эллипсоида вращения [295]:

p + p2 1 kT p2 2 p2 1 D = p <1 log, 1 + 4V p 4 1 p p2 1 2 p p2 1 2 2 2 1 p kT p 1 2 p p <1 arctg, D = 4V 1 p 4 1 + p 2 p 1 p2 (4.1.24) здесь –вязкость растворителя. Для палочек и дисков формулы (4.1.24) можно заменить на более простые [295, 617]. Для палочек p<<1 и D= kT 1 (log 2 p + 0,5) 4V p (4.1.25) Для дисков p<<1 и D= kT 1 1 p 2 1 + arctg 4V p p (4.1.26) Рассмотрим релаксацию, отвечающую области выключения поля. В этой ~ области =0, а значит µ = 0 и p = 0 в уравнении (4.1.23). В результате для опи сания углового распределения частиц справедливо уравнение p 1 (1 u ) u p 2u u = D p t 2 2 (4.1.27) В качестве начальных условий можно записать p (u,0) = p 0 (u ), где p0 описывает угловое распределение частиц при стационарном ЭДЛ, до начала его релаксации. Второе начальное условие отвечает t =, когда p = 1. Решение уравнения (4.1.27) будем искать в виде ряда. Представим p0 (u ) как в работе [479] p 0 (u ) = C n Pn (u ) n = (4.1.28) Коэффициенты ряда Cn можно определить, домножив левую и правую части (4.1.28) на Pn(u) и проинтегрировав по всей области изменения u:

1 p (u ) Pk (u )du = C n PK (u ) Pn (u )du, n =0 k = 1,2,3,..., (4.1.29) Полиномы Лежандра представляют собой систему ортогональных функций, для которых справедливо соотношение 0, если k n PK (u ) Pn (u )du = 2 1 2n + 1, если k = n В результате для C n справедливо соотношение Cn = 2 p0 (u ) Pn (u )du 2n + 1 (4.1.30) Уравнению (4.1.27) удовлетворяет решение [165] p(u, t ) = C n Pn (u )e n ( n +1) Dt.

n = (4.1.31) Релаксация двойного лучепреломления может быть описана соотношением:

N n(t ) = V (q1 q2 ) (u, t ) P2 (u ) du. 4n Интеграл, входящий в (4.1.32), определяется равенством:

(4.1.32) (u, t ) P (u) du = C e 2 n=0 n n ( n +1) Dt P (u) P (u) du.

n k Учитывая ортогональность полиномов Лежандра, видно, что отличным от нуля будет лишь одно слагаемое, соответствующее n=2. При этом (u, t ) P2 (u) du = C 2 2 ( 2 +1) Dt e. С учетом начальных условий: t=0 и (u, t ) = 0 (U ) и соответственно 5 C 2 = 0 (u ) P2 (u ) du, 2 тогда 1 (u, t ) P (u) du = e 6 Dt (u ) du.

(4.1.33) Подставив (4.1.33) в (4.1.32), получим окончательное выражение для n(t ) n(t ) = n 0 e 6 D t, где (4.1.34) n0 = N V (q1 q 2 ) P2 (u ) p 0 (u ) du 4n (4.1.35) p 0 (u ) соответствует момент выключения ориентирующего поля. Это определяет стационарную ориентацию частиц, но допустимы и другие виды ориентации, если внешнее поле выключить раньше, чем среднестатистическая ориентация коллоидных частиц перестанет изменяться в поле. Рассмотрим стационарную ориентацию частиц. Для этого достаточно в (4.1.17) подставить соотношение (4.1.1) или (4.1.3), чтобы описать стационарное ЭДЛ. В этом случае справедлива формула n st = N (q1 q 2 ) Ф(u ) P2 (u ) du (4.1.36) Функция Ф(u) описывает угловое распределение частиц через переменную u, вместо угла, и момент сил M(u), которые создают ее ориентацию:

Ф(u ) = C exp u M (u ) du, 1 u 2 kT (4.1.37) C= exp u 1 M (u ) du du 1 u 2 kT В случае неэлектропроводных растворов вместо u W (u ) M (u ) du можно записать. 2 kT kT 1 u Рассмотрим область, которой соответствует нарастание ЭДЛ. Начальному моменту времени в этой области соответствует хаотическая ориентация частиц и, соответственно, p (u,0) = Решение, так же как и при релаксации ЭДЛ, определяем в виде ряда:

p (u, t ) = a n (t ) Pn (u ).

n = (4.1.38) Подставив (4.1.38) в (4.1.17), получаем бесконечную систему дифференциальных уравнений для коэффициентов a n (t ). При малых значениях поля, когда ~ ориентация частиц мало отличается от хаотической ( µ << 1 и q << 1) можно ог раничиться только тремя первыми уравнениями:

a0 =0 t 1 a1 6 q 2 ~ ~ = 2µa0 2a1 1 µa2 qa3. 35 5 5 D t 1 a2 q 6 ~ 8 ~ = 2qa0 + µa1 2a 2 3 µa3 qa4 7 7 21 D t (4.1.39) Для решения системы используем соотношения между полиномами Лежандра :

2 ( n + 1)uPn = ( n + 1) Pn + nPn 1. (1 u 2 ) Pn = nPn 1 nuPn Тогда решение имеет вид [63]:

a0 = ~2 ~2 ~2 ~ 1 + 2 q µ 1 + q µ e r1D t + µ q e r2 D t a1 = µ 60 30 15 15 10 20 a2 = ~ ~ q µ 4 q 2 19 qµ 2 ~ 2 1 q r1D t + + + µ + e + 3 3 45 63 315 2 28. ~ ~ ~ µ 2 q µ 4 q 2 31 qµ 2 r2 D t + 6 3 + 45 63 1260 e + ~ µ (4.1.40) (4.1.42) (4.1.43) Здесь r1 = 2 ~ 3q µ 2 +, 5 (4.1.44) (4.1.45) ~ 2q µ 2 r2 = 6. 7 Для описания нарастания ЭДЛ после включения ориентирующего поля достаточно использовать соотношение (4.1.43), а после подстановки его в (4.1.17), приходим к следующей формуле:

R 2 6 D t 3R, e 2 D t + n(t ) = nSt 1 e 2( R + 1) 2( R + 1) (4.1.46) где R= ~ µ2 2q (4.1.47) Так как под направлением наведенного дипольного момента мы условились понимать направление максимальной поляризуемости частицы, то знак R свидетельствует о сонаправленности или ортогональности постоянного и наведенного моментов. Следует также заметить, что в показателях экспонент соот~ ношения (4.1.46) не учтены члены порядка q и µ 2, то есть формула (4.1.46) верно описывает нарастание ЭДЛ только в случае слабого поля. В остальных случаях (поля средней и большой величины) аналитические выражения для нарастания ЭДЛ получить не удается. Представляет интерес рассмотрение двух частных случаев: R=0 и R=. Если первый случай отвечает ориентации неполярных частиц, то второй – пренебрежимо малому влиянию на нее наведенных диполей. Для неполярных частиц соотношение (4.1.46) принимает вид:

n(t ) = n St (1 e 6 Dt ) (4.1.48) и ясно показывает, что процесс нарастания и релаксации ЭДЛ описывается одной и той же экспоненциальной функцией. Эта особенность свойственна только неполярным частицам и может служить критерием отсутствия у них постоянного диполя. Для частиц с большими значениями µ зависимость (4.1.46) принимает вид:

1 3 n(t ) = n St 1 e 6 Dt + e 6 Dt 2 (4.1.49) и носит биэкспоненциальный характер. Амплитуды экспонент отличается в три раза, что свойственно только частицам с ярко выраженными постоянными дипольными моментами. Экспериментальные исследования нестационарной оптической анизотропии в импульсных внешних магнитном и электрическом полях производились в магнетите на основе керосина (МЖ1) и магнетите на основе трансформаторного масла (МЖ2). Производились измерения характерного времени спада сигнала оптической анизотропии после выключения внешнего поля, т.к. в этом случае интерпретация экспериментальных данных наиболее простая [144]. По полученному экспериментально времени релаксации рассчитывался коэффициент вращательной броуновской диффузии D, следуя выражению n(t ) = n 0 e 6 Dt с учетом искажений, вносимых в сигнал экспериментальной установкой. Амплитуда импульса магнитного поля могла изменяться от 10 до 50 Э, амплитуда импульса электрического поля от 10 до 50 ед. СГСЭ. Длительность импульсов регулировалась в диапазоне 10-5 10-2 с. В образце МЖ2 удалось произвести измерения в импульсном магнитном и импульсном электрическом поле. В образце МЖ1 удалось произвести измерения только в импульсном магнитном поле. В электрическом поле интерпретация экспериментальных данных оказалась затруднена, вследствие того, что время выключения электрического поля мало отличается от характерного времени уменьшения сигнала оптической анизотропии. Образец, приготовленный на основе трансформаторного масла, обладал достаточно большим временем релаксации оптической анизотропии, что позволяло использовать для измерений и накопления данных аналого-цифровой преобразователь с частотой дискретизации 10 кГц. В случае измерений в образце МЖ1 для регистрации использовался осциллограф с калиброванной разверткой. На рис. 52 показан спад сигнала оптической анизотропии после выключения магнитного поля напряженностью 30 Э в образце МЖ2. На рис. 53 изображен спад сигнала после выключения поля такой же напряженности, но в образце МЖ1. На рис. 54 изображен спад сигнала в образце МЖ2 после выключения электрического поля напряженностью 25 ед. СГСЭ. Сравнение рис. 52 и рис. 54 показывает, что порядок времен релаксации в электрическом и магнитном полях одинаков, что говорит в пользу одного и того же механизма оптической анизотропии во внешних полях. Анализ кривых спада показал, что они не являются экспонентами. На рис. 55 изображена кривая спада электрического ДЛП в образце МЖ2 в полулогарифмическом масштабе. Из рисунка видно, что экспериментальная зависимость является резко неэкспоненциальной. Причиной (4.1.50) этого является распределение коллоидных частиц по размерам. Для корректного учета полидисперсности исследуемых систем средний коэффициент вращательной броуновской диффузии рассчитывался по методике Ватанабе и Иошиоки [458]. Согласно этой методике среднее время релаксации полидисперсной системы может быть определено как площадь под нормированной на единицу кривой спада оптической анизотропии. Экспериментально полученные коэффициенты вращательной диффузии оказались примерно на два порядка меньшими, чем расчетные для частиц диаметром 10 – 12 нм, взвешенных в жидкости с данной вязкостью. Для образца МЖ1 экспериментальный коэффициент вращательной диффузии D=2900±100 c-1. Для образца МЖ2 в магнитном поле D=250±30 c-1, а в электрическом поле D=300±30 с-1. По данным эксперимента рассчитаны гидродинамические размеры коллоидных частиц в сферическом приближении. Для коллоида на основе трансформаторного масла гидродинамический объем оказался равным V2510-17 см3, что значительно (в 30 раз) превышает объем сферической частицы диаметром 11 нм ( V=710-19 см3). Такое значение объема соответствует диаметру частицы около 100 нм В случае коллоида на основе керосина V1610-17 см3 и гидродинамический диаметр 80 нм. Полученные экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что оптическая анизотропия во внешних полях в магнитных коллоидах определяется объектами значительно более крупными, чем отдельные наночастицы. Весьма значительное различие в экспериментальных и расчетных значениях гидродинамического объема коллоидных частиц вряд ли может быть объяснено наличием у частиц поверхностного защитного слоя из молекул олеиновой кислоты [262]. Представляется маловероятным, что толщина слоя молекул олеиновой кислоты может в несколько раз превышать диаметр частицы. Значительно более адекватным может быть объяснение такого различия присутствием в растворе агрегатов частиц.

/ 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1 0 500 1000 1500, Гц Рис. 50. Частотная зависимость фазовой задержки в электрическом поле / 0, 0,, Гц 0 103 104 Рис. 51. Частотная зависимость фазовой задержки в магнитном поле Рис. 52. Спад сигнала оптической анизотропии после выключения магнитного поля напряженностью 30 Э (коллоид магнетитовых частиц на основе трансформаторного масла с концентрацией 510-4) I/I 0 1,2 1 0,8 0,6 0,4 0,2 0 0 50 100 150 t 10, с Рис. 53. Спад сигнала оптической анизотропии после выключения магнитного поля напряженностью 30 Э (коллоид магнетитовых частиц на основе керосина с концентрацией 510-4).

Рис. 54. Спад сигнала оптической анизотропии после выключения электрического поля напряженностью 25 ед. СГСЭ (коллоид магнетитовых частиц на основе трансформаторного масла с концентрацией 510-4).

0 ln(I/I 0 ) 0 -1 -2 -3 -4 -5 -6 -7 - 0, 0, 0, 0,002 t, с Рис.

55.

Спад сигнала оптической анизотропии после выключения электрического поля в полулогарифмическом масштабе (коллоид магнетитовых частиц на основе трансформаторного масла с концентрацией 510-4).

4.2. Изучение кинетики эффекта компенсации в скрещенных электрическом и магнитном полях Совместное действие на коллоидный раствор магнитных частиц электрического и магнитного полей позволяет наблюдать в этих системах оптические эффекты, практически недостижимые в оптике немагнитных коллоидов. Это связано с тем, что энергии коллоидной частицы во внешних полях могут оказаться равными при сравнительно небольших напряженностях, легко достижимых в эксперименте. Впервые оптическая анизотропия в магнитных коллоидах при воздействии магнитного и электрического наблюдалась В.В. Чекановым с сотрудниками [146]. В этой работе впервые показано, что при одновременном воздействии на магнитный коллоид взаимоперпендикулярных электрического и магнитного полей тензор диэлектрической проницаемости среды становится двуосным и лишь при определенных соотношениях между напряженностями полей среда может приобретать свойства одноосного кристалла, причем оптическая ось будет перпендикулярна плоскости действия полей. В [146] и [401] произведена интерпретация экспериментальных результатов на основе одночастичной ориентационной теории возникновения анизотропии. В работе [227] произведен теоретический расчет тензора диэлектрической проницаемости магнитного коллоида при совместном действии электрического и магнитного полей. Следуя [227], проанализируем поведение коллоидного раствора магнитных частиц во внешних полях. Будем считать, что частицы магнитожесткие, т.е. направление магнитного момента внутри частицы фиксировано вдоль длинной оси частицы. Энергия частицы в электрическом поле определяется только анизотропией её электрической поляризуемости. Тогда ориентационно - зависимая часть энергии частицы может быть записана в виде:

U = mH (nh ) 1 E 2 (ne ). (4.2.1) Равновесная функция распределения частиц по ориентациям, полученная в [193] и [227], имеет вид:

f ( ) = 1 exp[ (nh ) + (ne )]. Z (4.2.2) где: Z – нормирующий множитель, и - отношения энергий частицы в полях к её тепловой энергии. При нулевой напряженности внешнего электрического поля квазиравновесное среднее тензора ориентации ni n k Здесь L2 ( ) = 1 [256].

3L( ) o = L( ) ik + L2 ( ) hi hk.

(4.2.3). Моменты функции Ланжевена Li определяются согласно Включение электрического поля изменяет структуру равновесного тензора ni n k E L( ) = + 2 L2 ( ) L2 ( ) + (L3 ( ) L( ) L2 ( ) )(eh ) 2 L ( ) L ( ) + 2 2 2 ei e k + 2 3 (eh )(ei hk + e k hi ) + [ ] ik +. (4.2.4) + L2 ( ) + L3 ( ) L( ) L2 ( ) + L4 ( ) L2 ( ) (eh ) 2 hi hk 2 [ ( ) ] Во всех случаях, кроме e||h, как видно из (4.2.4), включение электрического поля приводит к тому, что параметр ориентации Sik утрачивает аксиальную симметрию и становится двуосным тензором. Наличие в (4.2.4) члена, пропорционального (eihk+ekhi), означает, что направления электрического и магнитного полей уже не являются главными осями тензора. Диагональность тензора ni n k E сохраняется только в случае eh. В этом случае возможна компенсация оптической анизотропии. Условие компенсации:

2 L2 ( ) =. 7 L2 ( ) 3L2 ( ) Для малых величин магнитного поля <1 (4.2.5) упрощается:

(4.2.5) =.

(4.2.6) Если частицы магнитомягкие (магнитный момент может изменять свое направление внутри частицы), то условие компенсации несколько иное =.

Интересно отметить, что условие компенсации (4.2.6) может быть получено из гораздо более простых соображений. Действие каждого из внешних полей приводит к появлению разности фаз для световых колебаний поляризованных параллельно и перпендикулярно полю на выходе из кюветы с коллоидом. Поскольку направления полей взаимноортогональны, то разности фаз, вносимых каждым полем, будут отличаться знаком. Следовательно можно подобрать такие напряженности полей, при которых абсолютные величины разностей фаз будут равны. Это будет соответствовать ситуации исчезновения оптической анизотропии вдоль направления распространения света. Исходя из таких соображений, запишем условие компенсации ДЛП. Для магнитожестких частиц в слабых полях магнитное ДЛП следует соотношению:

n m = 2 CV 2 ( g1 g 2 ). n1 (4.2.7) Электрическое ДЛП для коллоидных частиц, не обладающих постоянным дипольным моментом есть 2 CV E 2 ne = ( g1 g 2 ). n1 15 kT Приравнивая (4.2.7) и (4.2.8), получим: (4.2.8) E 2 =. kT (4.2.9) Легко видеть, что (4.2.9) полностью совпадает с (4.2.6).

В [401] предложен метод, позволяющий по экспериментальным данным эффекта компенсации рассчитать объем магнитного керна коллоидной частицы. Производить исследование оптической анизотропии в постоянном электрическом поле довольно сложно, в силу возникающих в электрическом поле различного рода электрогидродинамических течений и частичной коагуляции коллоидного раствора. В [192] показано, что характерные времена коагуляционных процессов в электрическом поле составляют величину порядка секунды, характерные времена образования приэлектродных структур из коллоидных частиц в электрическом поле, значительно искажающих экспериментальные данные, согласно [40], составляет около 0,01 с. Для предотвращения коагуляционных процессов в электрическом поле в [401] использованы так называемые квазистационарные переменные поля, период изменения которых значительно меньше, чем времена коагуляционных процессов. В [401] показано, что Гц. Так как, описанная в главе 2 экспериментальная установка, позволяет производить изучение оптической анизотропии при одновременном воздействии на коллоид импульсных электрического и магнитного полей, то представляется интересным произвести изучения эффекта компенсации в импульсных полях [199]. Использование коротких импульсов с достаточно большим периодом следования позволяет избежать нежелательного воздействия постоянного электрического поля на исследуемую систему. Исследования производились следующим образом. Образцы магнитных коллоидов помещались в кювету и подвергались одновременному воздействию импульсов электрического и магнитного поля одинаковой длительности. Длительность импульсов 510-3 с. Период следования импульсов 3010-3 с. Амплитуда импульсов подбиралась таким образом, чтобы сигнал оптической анизотропии, наблюдаемый на экране осциллографа, был минимальным. При этом регистрировались амплитуды полей, соответствующие ситуации компенсации. Результаты измерений представлены на рис. 56 и рис. 57. На рис. 56 изображен в качестве ква зистационарных могут быть использованы поля с промышленной частотой компенсационный график для образца МЖ1, а на рис. 57 – для образца МЖ2. Из рисунков видно, что в зависимости компенсирующих напряженностей полей в обоих случаях являются линейными. Оценим величину магнитного момента коллоидной частицы, пользуясь выражением (4.2.6). В случае компенсирующих величин напряженностей приложенных полей магнитный момент частицы может быть найден из соотношения:

m= E H kT.

(4.2.10) Принимая форму частицы незначительно отличающейся от сферической и считая, что проводимость магнетитовых частиц значительно превосходит проводимость керосина, можно записать [401] = Н, Э 60 50 40 30 20 10 0 0 10 1 9VN. 50 60 Е, ед. СГСЭ Рис. 56. График зависимости компенсирующих напряженностей электрического и магнитного полей (МЖ1) Используем для дальнейших расчетов значения гидродинамического объема частиц, полученные из экспериментов по уменьшению ДЛП после выключения поля. Расчет анизотропии поляризуемости для магнетитовых частиц в ке росине дает =1510-18 ед. СГС при несферичности 0,8). Из тангенса угла наклона графика рис. 56 получим значение H = 0.95 Э / ед. СГСЭ. Расчет по E (4.2.10) дает значение m=810-16 Гссм3, что всего лишь в два с половиной раза превышает магнитный момент магнетитовой частицы диаметром 11 нм, несмотря на то, что объемы отличаются более, чем в 200 раз. Такое резкое различие может говорить о том, что коллоидная частица не является однодоменной в магнитном смысле.

H, Э 50 40 30 20 10 0 0 10 20 30 40 50 60 E, ед. СГСЭ Рис. 57. График зависимости компенсирующих напряженностей электрического и магнитного полей (МЖ2) Однако, если предположить, что частицы представляют собой агрегаты, то возможно более простое объяснение. Агрегат содержит большое количество (10 – 100) отдельных частиц, магнитные моменты которых внутри агрегата ориентированы хаотически. При воздействии магнитного поля магнитные моменты частично упорядочиваются по ориентациям и агрегат приобретает в целом магнитный момент. Так как поля слабые, то результирующий момент будет значительно меньше, чем сумма моментов составляющих агрегат частиц.

Экспериментальные исследования кинетики эффекта компенсации производились следующим образом [710]. Первый этап: образец подвергался действию импульсов электрического поля амплитудой 35 ед. СГСЭ, затем одновременно с импульсом электрического поля подавался импульс магнитного поля, которое было направлено перпендикулярно электрическому. Длительность импульсов одинакова. Амплитуда импульса магнитного поля изменялась от 0 до 34 Э, при этом регистрировалась амплитуда импульса сигнала ДЛП и коэффициент вращательной диффузии, рассчитанный из спада сигнала. На рис. 58 изображено изменение амплитуды сигнала ДЛП в увеличением магнитного поля, а на рис. 59 изменение D с увеличением поля. Второй этап: образец подвергался действию только импульса магнитного поля амплитудой 34 Э, а затем подавался импульс электрического поля с амплитудой увеличивающейся от 0 до 35 ед. СГСЭ. Также производилась регистрация амплитуды сигнала ДЛП и величины D. Результаты представлены на рис. 60 и рис. 61 соответственно. Поведение амплитуды сигнала ДЛП во обоих случаях примерно одинаково, однако поведение коэффициента вращательной диффузии резко различно. В первом эксперименте он убывает с увеличением магнитного поля, что говорит о росте среднего гидродинамического размера коллоидных частиц. Во втором же случае D очень резко растет, особенно в области напряженности электрического поля близкой к компенсации. Возможно, такой эксперимент позволит разработать новый способ определения распределения коллоидных частиц по размерам (или по магнитным моментам). Рассмотрим рис. 58: при малых значениях Н условие компенсации ДЛП (4.2.10) выполняется только для частиц с относительно большим магнитным моментом. Число таких частиц невелико и уменьшение амплитуды сигнала ДЛП за счет их отсутствия незначительно. При некотором значении магнитного поля на кривой наблюдается точка перегиба, которая, по всей вероятности, соответствует наиболее вероятному для данного образца магнитному моменту частицы. Оценим это значение магнитного момента частицы. Воспользуемся соотношением (4.2.10). Точка перегиба графика на рис. 58 соответствует напряженности магнитного поля ~20 Э. Подставляя это значение в (4.2.10) получим m=1410-16 Гссм3, что соответствует приблизительно четырем магнитным моментам магнетитовых частиц диаметром 11 нм. Соотношение размера агрегата и его магнитного момента остается пока невыясненным, т.к. даже в крупном агрегате магнитные моменты отдельных частиц ориентированы хаотически и общий момент может быть равен нулю. При воздействии внешнего магнитного поля возможно возникновение преимущественной ориентации магнитных моментов частиц внутри агрегата и появление у него «индуцированного» магнитного момента. Предварительные исследования, проведенные нами в магнитном поле чередующейся полярности, показали, что на ориентацию частицы во внешнем поле оказывают влияние как постоянный, так и «индуцированный» моменты. Выяснить соотношение величин магнитных моментов нам пока не удалось. Еще более сложной представляется ситуация с электрическими характеристиками агрегатов частиц. Из рис. 59 и рис. 61 видно, что воздействие магнитным полем на находящийся во внешнем электрическом поле магнитный коллоид приводит к увеличению среднего размера коллоидных частиц, а воздействие электрическим полем на находящийся в магнитном поле коллоид к уменьшению размера вплоть до размера отдельных наночастиц. Причина столь резкого поведения D на рис. 61 остается пока невыясненной. Таким образом, экспериментальные исследования кинетики эффекта компенсации оптической анизотропии позволяют сделать вывод о том, что величина магнитного момента коллоидной частицы, определенная из компенсационного графика, в несколько раз превышает магнитный момент отдельной наночастицы магнитной жидкости. Сопоставление величины гидродинамического объема и магнитного момента частицы позволяет сделать вывод о том, что частица не является однодоменной и представляет собой, по видимому, агрегат частиц.

Рис. 58. Зависимость амплитуды сигнала оптической анизотропии от напряженности магнитного поля.

, мкс 600 500 400 300 200 100 H, Э Рис. 59. Зависимость времен релаксации от напряженности магнитного поля Рис. 60. Зависимость амплитуды сигнала оптической анизотропии от напряженности электрического поля.

300 250 200 150 100 50 0 0 2 4 6 8 10 E, кВ/см, мкс Рис.61. Зависимость времен релаксации от напряженности электрического поля ЭДЛ в слабом синусоидальном поле В научных исследованиях частиц коллоидных растворов часто используются ЭДЛ в синусоидальном поле [63]. Интерес к такому виду внешних воздействий на раствор вызван, как правило, двумя причинами: А) экспериментальное исследование периодических сигналов позволяет провести измерения с более высокой точностью, что немаловажно когда величина ЭДЛ мала;

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |



© 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.