Переход - фредерикс
Cтраница 2
Последнее условие приводит к неравенству d P0 / 5, если брать реальные значения К33 х 3KZz, HI следовательно, в столь тонких планарных ячейках мы фактически имеем НЖК, а формула (6.55) переходит в формулу порогового поля перехода Фредерикса. [16]
При исследовании динамики перехода Фредерикса можно измерить вращательную вязкость 7i В этом случае измеряется, как правило, вязкоупругое отношение НЖК, для чего необходимо знать значение соответствующего коэффициента упругости, который, впрочем, может быть измерен в том же образце. [17]
 |
Сдвиг критических точек, соответствующих возникновению доменов Вильямса 1 / с и переходу к турбулентности V, как функция интенсивности шума напряжения. [18] |
Однако, как показывает анализ результатов1), увеличение kx не может полностью объяснить увеличение порогового значения напряжения. Этот факт важен в свете нашего анализа перехода Фредерикса. [19]
 |
Расчетные зависимости максимального угла отклонения директора в центре ячейки при 5 - и В-деформаци-ях от приведенного поля при значениях параметра ъ 1 4 ( 1, 0 ( 2, - 0 445 ( 3. [20] |
В работах [28, 29] рассмотрена несколько более сложная модель перехода Фредерикса. Уравнение Эйлера получают при этом, используя более общую формулу (3.6) для свободной энергии. [21]
Рассматривается геометрия, изображенная на рис. 7.9, а. Поскольку 5-деформация в 5л - фазе запрещена, даже призрачный переход Фредерикса здесь невозможен. Однако в сильном поле стабильной является конфигурация, при которой смектические слои перпендикулярны полю ( Д % 0), поэтому какое-то текстурное превращение должно произойти. Во-первых, может иметь место волнообразная неустойчивость, но, как мы увидим в следующем разделе, ее порог довольно высок. Во-вторых, могут возникнуть дисклинации, которые тем или иным образом состыкуют гомеотропно ориентированные пристеночные области с объемом образца, принявшим новую ориентацию, при которой слои перпендикулярны полю. [22]
 |
Поведение Планерной текстуры в поле различного направления. [23] |
Точно так же, когда ХЖК подвергается воздействию магнитного поля, в случае Д % 0 ( ДХд 0) ось спирали становится перпендикулярной полю, в случае Д % 0 ( Дх / i - 0) ось будет параллельна полю. Эти текстурные изменения в ХЖК по физическому смыслу аналогичны переходу Фредерикса в НЖК и, естественно, приводят к существенному изменению оптических свойств слоя. Рассмотрим эти переходы более подробно, принимая во внимание знак Де, исходную текстуру и направление приложенного электрического поля. Все эффекты, рассмотренные ниже, имеют магнитные аналоги. [24]
В отличие от результата Рапини, в [81] показано, что переход Фредерикса должен происходить скачками от одной стабильной картины распределения азимута директора к другой. [25]
В последнем случае ситуация определяется, как уже говорилось, конкуренцией порогов ЭГД неустойчивости и перехода Фредерикса. [26]
Полученные выше теоретические предсказания могут быть проверены экспериментально при использовании флуктуирующего магнитного поля. Кроме этого, для дальнейшего продвижения в моделировании этой системы необходимы экспериментальные исследования случайного возбуждения высших пространственных мод. С нашей точки зрения, переход Фредерикса представляется весьма перспективной системой для теоретического и экспериментального изучения совместного влияния пространственной неоднородности и внешнего шума. Однако по историческим причинам экспериментальные исследования эффекта влияния шума на нематиче-ские слои были проведены с переходами более сложной природы, нежели переход Фредерикса. Эти эксперименты обсуждаются в следующем разделе. [27]
 |
Геометрия изучения флексоэффекта ( соответствующие выражения для поверхностных моментов приведены под рисунками. [28] |
Ае) частично подавляет флексоэлектрическую деформацию. В случаях б) и г) деформация носит пороговый характер, причем в условиях Wg Ws порог зависит от полярности поля. Когда флексоэлектрический и диэлектрический моменты одновременно являются дестабилизирующими, флексооффект снижает порог перехода Фредерикса. [29]
Поле направлено под углом к директору. Этот случай реализуется, когда обычная ячейка наклонена к внешнему магнитному полю [30, 31] либо когда в ячейке имеется наклонная ориентация молекул [32, 33], а поле приложено перпендикулярно или параллельно плоскостям стекол. В [34] рассмотрено также синусоидальное распределение директора вдоль ограничивающей поверхности, причем направление поля в данном случае выбрано так, чтобы стабилизировать директор, уменьшая амплитуду синусоидального распределения. Теория перехода Фредерикса при произвольном угле между директором и полем рассматривалась также в [35]; в частности, были предсказаны метастабильные деформации при повороте внешнего поля более чем на я / 2 по отношению к исходной ориентации директора. [30]
Страницы: 1 2 3