Самоорганізація колоїдних частинок та молекул в рідкому кристалі

Размещено на http://www.allbest.ru

Размещено на http://www.allbest.ru

Вступ

Актуальність теми. Розробка нових матеріалів з наперед заданими фізичними параметрами є одним із пріоритетних напрямів сучасної фізики. Повсякденний досвід нашого життя свідчить, що в багатьох випадках ми маємо справу з матеріалами, що не мають чіткого просторового кристалічного впорядкування атомів чи молекул і, водночас, вони не є цілком безладними, як це характерно для класичних рідин чи газів. Колоїди, зокрема молоко, мило та гелі, рідкі кристали, які стали широко відомими завдяки плоским інформаційним дисплеям, та багато іншого - все це приклади частково впорядкованих систем “м'якої матерії”, які зустрічаються нам на побутовому рівні. Рівноважний стан таких систем - це результат всіх складників взаємодії, які визначають локальний порядок, наявний у системі. Впорядковані фази в “м'яких системах” можна легко зруйнувати навіть невеликою зовнішньою дією, що дає змогу вивчати та контролювати фази, далекі від термодинамічної рівноваги, зокрема, фази, утворені виключно з дефектів структури. Самовпорядковані фази є ідеальним середовищем для перевірки фундаментальних фізичних концепцій, пов'язаних із зв'язком між станами з різною симетрією, низькоенергетичними збудженнями, топологічними дефектами, що, без перебільшення, належать до центральних проблем сучасної фізики конденсованого стану. В практичному плані, знання механізмів структуроутворювання - це ключ до створення нових інноваційне привабливих органічних матеріалів з можливостями динамічного контролю їхньої функціональної структури. Маніпулюючи властивостями таких об'єктів, умовами фазового відокремлення та фазового співіснування, передбачається створення нових, штучних молекулярних матеріалів з наперед заданими властивостями. Пошук нових матерiалiв, нових інструментів дослідження й маніпулювання структурами, розробка унікальних способів застосування цих матерiалiв в технологіях нового покоління визначають актуальність даного напряму.

А чи можливо скерувати внутрішню структуру складових рідкокристалічної фази на отримання нових властивостей? Позитивну відповідь на це питання дає новий клас рідкокристалічних матеріалів - ліотропних хромонічних рідких кристалів. Ліотропні хромонічні рідкі кристали (ЛХРК) формуються з плоских поліароматичних молекул, які мають іонні групи на периферії, що робить їх розчинними в полярних розчинниках. У воді (чи, наприклад, у гліцерині), молекули асоціюють в агрегати, які потім збираються у структури з далеким орієнтаційним порядком, тобто рідкі кристали. Проте, на відміну від звичайних рідкокристалічних матеріалів, де кожна молекула є окремим будівельним блоком, у нематичних ЛХРК будівельним блоком є паличкоподібний агрегат. Новою незвичайною особливістю цих матеріалів є те, що планкоподібна жорстка геометрія центрального ядра та укладання ЛХРК молекул у напрямі, перпендикулярному до площин молекул, призводить до далекосяжного орієнтаційного порядку у висушених плівках ЛХРК товщиною порядку нанометрів чи навіть мікрометрів. Електростатичні взаємодії між зарядженими ділянками молекул ЛХРК зчіплюють цю архітектуру вздовж нормалі до поверхні. Основними технологічними перевагами таких нанокристалічних плівок є їхня залежність від архітектури фізичних, оптичних, електронних, магнітних і провідних властивостей, простота їхнього виготовлення, міцність та потенційна легкість їх інтеграції до наявних технологій. Керуючи властивостями матеріалу шляхом контролю молекулярної архітектури, у такий спосіб, як викладено в даній роботі, - це нова і багатообіцяюча технологія.

В даній роботі розв'язано важливу наукову проблему розвитку фізичних основ створення нових оптичних матеріалів, утворених шляхом самоорганізації колоїдних частинок та молекул в рідких кристалах.

Метою роботи є визначення фундаментальних закономірностей фізичних процесів в комплексних рідкокристалічних системах, структурно пов'язаних на нано-, мікро- та мезоскопічному рівнях; визначення їх функціональних можливостей та встановлення кореляції між молекулярною будовою, структурним впорядкуванням і макроскопічними властивостями.

Щоб досягти поставленої мети, треба було розв'язати наступні конкретні задачі:

1. Визначити рівноважну конфігурацію поля директора в тонких плівках нематичного рідкого кристалу з виродженими межовими умовами.

2. Визначити фізичні механізми взаємодії між колоїдними частинками та їх взаємодії з викривленим полем директора в нематичному рідкому кристалі.

3. Експериментально встановити параметри та критичні умови двовимірної організації колоїдних частинок в рідкому кристалі. Дослідити багаточастинкову взаємодію та взаємоперетворення між структурами колоїдних частинок з різною сталою ґратки.

4. Розробити та створити багатофункціональні плівки ЛХРК, визначити взаємозв'язок між матеріальними параметрами хромонічного рідкого кристалу (параметр порядку, величина двозаломлення, дихроїзм поглинання) та результуючими властивостями поляризатора.

5. Дослідити можливості агрегації молекул барвника в рідкому кристалі. Визначити фізичний механізм та методи зменшення оптичного порогу переорієнтації директора в нематичному рідкому кристалі з агрегатами барвника.

1. Сучасний стан та перспективи розвитку таких напрямів фізики м'якої матерії, як рідкокристалічні колоїди та ліотропні хромонічні рідкі кристали

Проведено детальний аналіз відомих взаємодій, що виникають у складних колоїдних системах на основі нематичних рідких кристалів. Визначено величину та характер пружної взаємодії колоїдних частинок в нематику. Досліджено умови та механізми утворення регулярних періодичних структур як у звичайних колоїдах, так і в рідкокристалічних. Визначено основні параметри ліотропних хромонічних кристалів. Показано, що формуванню мезофази передує процес агрегації молекул з наступною надмолекулярною організацією у систему з далеким орієнтаційним порядком агрегатів.

2. Вивчення структур у вільнопідвішених плівках нематичного рідкого кристалу

Залежно від матеріальних параметрів РК матеріалу, вільнопідвішені плівки демонструють два типи рівноважного розподілу директора: гомеотропний та подвійно вироджений. Визначено умови та енергію можливих конфігурацій директора.

Досліджено поведінку колоїдних частинок у нематичному рідкому кристалі під дією лазерного променя. Показано, що прозорі колоїдні частинки, підвішені у нематичному рідкому кристалі, можна захоплювати інтенсивним лазерним променем і керувати ними попри те, що їхній показник заломлення менший, ніж показники заломлення рідкого кристалу. В експериментах використано кремнієві кульки діаметром 2 мкм з показником заломлення . Кульки дисперговано в нематичному рідкому кристалі Е12 (Merck Ltd.). Показники заломлення Е12 за кімнатної температури більші, ніж показник заломлення кульки: у разі звичайного променя , у разі незвичайного - . Використано установку "оптичний пінцет", створену на базі інвертованого мікроскопа (Zeiss, IR Achroplan 63/0.9W) та твердотіловий лазер неперервної дії на довжині хвилі 1064 нм. Максимальна потужність лазерного променя в площині комірки складала 32 мВт, її рівномірно розподілено між окремими пастками. Силу, з якою пастка захоплює кварцеву частинку, визначено за допомогою запису часової серії координат r(t)=(x(t);y(t)) броунівського руху частинки в площині комірки.

В околі рівноважної точки потенціальну яму U(r) можна вважати параболічною, U(r)=brІ , тому густина ймовірності перебування частинки в околі r. Параметр b отримуємо, прирівнюючи експериментальні та теоретичні значення густини ймовірності.

Сила захоплення є відносно низькою, у кілька разів нижчою, ніж сила захоплення кварцових частинок у воді, проте вона все ще достатня для маніпулювання колоїдними частинками і утворення штучних структур. Така поведінка колоїдних частинок у нематичному рідкому кристалі є наслідком далекосяжного орієнтаційного порядку та оптичної анізотропії нематичного рідкого кристалу, що робить ці матеріали відмінними від звичайних рідин.

Детально розглянуто два основні сценарії, що пояснюють „заборонене" захоплення: 1) спотворення поля директора навколо частинки створює тонку навколишню область зі збільшеним показником заломлення, тобто частинка ніби „одягнена" в шубу з вищим показником заломлення; 2) інтенсивне поле лазера індукує просторове спотворення поля директора чи зменшує локально параметр порядку. Це створює у фокусі лазера частинку - "привид", що притягає реальну частинку через структурні сили нематика.

На завершення другого розділу розвинено аналітичний підхід до розгляду взаємодії між колоїдною частинкою та викривленим полем директора у фокусі лазерного променя.

3. Дослідження двовимірної організації колоїдних частинок нанометрового та мікронного розмірів на поверхні рідкого кристалу

Важливим питанням є розташування краплин у вертикальній площині, позаяк це пов'язано з існуванням притягувальної компоненти взаємодії між краплинами. Відштовхувальну взаємодію в системі визначає дипольна конфігурація директора навколо краплин і, відповідно, пружні взаємодії деформацій.

Щоб визначити положення краплин, застосовано метод конфокальної мікроскопії.

Природа притягувальної взаємодії полягає в наступному. Нематичний рідкий кристал є пружним середовищем. Будь-який об'єкт, наприклад краплина, внесений в нематик, створює пружний відгук середовища у вигляді зміненого розподілу директора n(r). Деформації, спричинені у нашому випадку зануреною частиною краплини, індукують вертикальну силу fel, що зміщує межу поділу вгору чи вниз, залежно від властивостей частинок. Для fel ? 4рWR, де W- коефіцієнт (полярного) зчеплення межі поділу РК-гліцерин, R - радіус краплини, W=10-5 Дж/мІ, знаходимо fel ? 10-10N ? 10K, коли R=1мкм, K - середня нематична пружна константа.

Таким чином, сила fel заміняє виштовхувальну силу Архімеда, що використовується в стандартній інтерпретації капілярної взаємодії вільноплаваючих об'єктів. Силу fel зрівноважує поверхневий натяг, звідси fel = 2руrsinш, де ш - кут нахилу меніску в потрійній лінії контакту радіуса r, уLC - поверхневий натяг рідкого кристалу.

У першому наближенні ми ділимо загальний потенціал взаємодії U(r) на дві частини - Uelc(r), що описує зв'язок пружності та капілярності, та Uelb(r) для суто "об'ємного" пружного зв'язку.

Цей зв'язок між пружністю та поверхневими властивостями рідкого кристалу представляє нову колоїдну взаємодію, відмінну від суто пружного механізму. Важливим є те, що залежність є слабшою, ніж властива гравітаційному механізмові , позаяк загальна пружна енергія деформацій коли і коли . Пружно-капілярний ефект залишається сильним на мікронних масштабах, де гравітаційний ефект зникає.

Пружна об'ємна взаємодія двох краплин є близькою до ізотропної (у площині плівки) і відштовхувальною.

Вперше описано співіснування граток з різними періодами, утворених колоїдними частинками. У випадку звичайної гексагональної гратки (HL) можна спостерігати незначну асиметрію в розподілі директора навколо краплини. Це означає, що буджум для краплин, що належать до звичайної гексагональної гратки, розміщений симетрично чи лише трохи зсунутий від полюса краплини. У разі краплин, що належать до щільної гратки (DL), деформації директора, що природно спостерігаються навколо краплини, сильно зміщені. Очевидно, буджум розташовується збоку краплини таким чином, щоб розподілити деформацію серед сусідніх краплин.

Детальний аналіз експериментальних даних свідчить про те, що щільна гратка є квазігексагональною, тобто має анізотропію розподілу краплин уздовж двох головних напрямів, що становить 11/12 (елементарна гратка є швидше ромб, а не рівносторонній трикутник).

Експериментальне значення aнізотропії а=BВ/AB=BB/D (ВВ - відстань між краплинами в напрямі, перпендикулярному до буджума, АВ - в напрямі утворювання ланцюжка), б~12/11~1.09. Експериментальне спостереження обертання осей буджумів свідчить про те, що притягання в щільних гратках пов'язане зі зміною кута иb, який впливає на величину енергії та її знак. Припустимо, що директор на межі поділу фаз, а також осі буджумів закручені такою мірою, що утворюють ненульовий кут иb з нормаллю до межі РК-повітря. Всі буджуми лишаються паралельними один одному і лежать у площині, визначеній планарним директором (уздовж AA?) на нижній поверхні РК-гліцерин. Для пари AB одержуємо cosІиb=(3/4)sinІиb, і, отже, досить великий кут закрутки иb~0.72 рад може навіть змінювати знак диполь-дипольної взаємодії і, таким чином, спричиняти заміну відштовхування на притягання.

Картина утворювання та впорядковування колоїдних частинок, що перебувають на межі поділу фаз рідина-повітря, демонструє колективний характер взаємодії. Експериментально доведено, що дві краплини, добре відокремлені від решти, завжди відштовхують одна одну. Водночас, коли є багато краплин, то разом вони утворюють надзвичайно стабільну структуру. Це свідчить, що характер взаємодії, що утримує краплини разом, має, по суті, колективний характер.

Щоб описати гратку з дуже великою кількістю краплин N, ми вважатимемо, що вона складається з N подібних елементарних ромбів AB?A?B. Пружне зчеплення й капілярна енергія одного елементарного ромба становить половину суми чотирьох енергій взаємодії: АB - взаємодії, BB?-взаємодії, АА? - взаємодії, за екранованої краплинами B та B?, а також енергії зчеплення на вільній поверхні РК - повітря. АА? - взаємодію можна знехтувати, бо цю капілярну взаємодію сильно екранують краплини B і B?, тоді як пружна взаємодія UAA? дуже мала порівняно з UAB, оскільки DAA?~2DAB. Згідно з зазначеним вище, анізотропія гратки б=BB?/AB=BB?/D (відокремлення в напрямі ВB? / відокремлення в напрямі ланцюжка AB).

4. Самоорганізація молекул барвників у водних розчинах та утворення ліотропних хромонічних рідких кристалів (ЛХРК)

Наведено експериментальні результати та їх теоретичний аналіз, що дає змогу чітко встановити картину процесу агрегації молекул барвників у водних розчинах. У розділі представлено експериментальні дані для багатьох барвників, як синтезованих спеціально для реалізації визначеної архітектури агрегатів, так і для комерційно доступних хромонічних рідких кристалів. На прикладі барвника 2327 детально розглянуто процес агрегації барвників.

Певна структура молекулярної агрегації впливає на спектри поглинання системи. Залежно від концентрації молекул, змінюється і інтенсивність спектру, і довжина хвилі порівняно зі спектрами окремої молекули.

До концентрації близько масових часток, розчин має інтенсивну смугу поглинання поблизу 500 нм і додаткову молекулярну смугу на довжині хвилі 539 нм. Підтвердження молекулярного (М, 539 нм), та димерного Н-типу (Н, 500 нм) смуг поглинання стає очевидним з наступного експерименту. Відносну інтенсивність М- та Н- смуг можна регулювати складом розчинника. Так, після додання навіть малої кількості спирту інтенсивність Н-смуги зменшується, а М-смуга лишається незмінною.

Із зростанням концентрації процес агрегації стає різноманітнішим. Попри уже згадані піки максимуму поглинання, наявність додаткових смуг поглинання на 584 нм, 502 нм та 485 нм свідчить про існування агрегатів різних розмірів та/або різних типів. Для аналізу димерів та подальшого процесу агрегації, розглянуто молекулярну структуру самого барвника. Фенільні залишки, які повернуті відносно площини молекули на кут и=460, можуть практично вільно повертатися у певному діапазоні кутів. Повернуті фенільні групи відіграють суттєву роль у процесі агрегації, бо обмежують зсув молекул одна відносно іншої і, відповідно, тільки два типи димерів можуть реалізуватися для даного барвника: а) молекули розташовано паралельно одна до одної, а SO3- групи містяться по різні боки молекули; б) молекули повернуто одна відносно одної. Зростання концентрації барвника супроводжується не лише зростанням кількості димерів у розчині, а й створенням молекулярних агрегатів з більшою кількістю молекул. Просторові обмеження у вигляді великих SO3- груп заважають молекулам створювати тримери, тетрамери та більші агрегати з однаковою відстанню між молекулами - 3.4 A. Можливі тільки тетрамери та вищі агрегати з парним числом молекул 2N та з альтеративними відстанями між молекулами 3.4 A та 5.5 A. В цьому випадку трансляційною одиницею є паралельний димер.

На відміну від агрегатів, утворених паралельними димерами, поворотні агрегати можуть утворюватися з окремих молекул. Отже, за низьких концентрацій барвника характерною особливістю є співіснування молекулярної форми барвника та димерів Н-типу (паралельних); зі збільшенням концентрації зменшується частка окремих молекул барвника та збільшується кількість молекул в агрегаті; за високої концентрації поворотні агрегати, як найбільш енергетично, є домінуючою складовою розчину.

Для дослідження оптичних властивостей нематичних фаз хромонічних рідких кристалів, ми використовували комерційні барвники B27 та V20. Для характеристики ізодесмічної поведінки розчинів було визначено їхні спектри поглинання в широкому діапазоні концентрацій 10-6-10№ вагових %. Форма спектральної задежності коефіцієнта молярного поглинання (е) для вказаних барвників є незмінною в усьому діапазоні концентрацій, однак амплітуда максимуму поглинання більшає за низький концентрацій.

Процедуру оптичних досліджень, розроблену для твердих кристалів, було використовано і для характеризації хромонічних рідких кристалів. Отримані значення двопроменезаломлення становлять приблизно -0.02 для V20 та -0.004 для B27. Встановлено скалярний параметр порядку для ЛХРК, що становить Sc=0.64. Зазначимо, що встановлений параметр порядку є фактичним добутком параметра порядку молекули в межах агрегату мезогену і параметра порядку мезогену в розчині. Попри те, що ці значення S видаються великими порівняно зі звичайним термотропним нематичним рідким кристалом, вони близькі по значенню до прогнозів теорії Онзагера (S=0,84) для рідкокристалічної фази, що формується з твердих стрижнів.

5. Сучасне застосування ЛХРК, базоване на властивості директора рідкого кристалу орієнтуватися вздовж легкої осі та зберігати цю орієнтацію у твердому стані

В експериментах ми використовували позитивно і негативно заряджені барвники.

Вони мають структуру, загальну для багатьох інших молекул з хромонічного класу: жорстке плоске поліароматичне ядро з амфотернойонними групами на периферії. Обидва барвники мають схожі хромофори, але сама ідея їхнього синтезу полягає в тому, що кінцеві групи мають протилежний заряд. Плівки барвника ми створювали методом електростатичного пошарового нанесення. Отримана наноплівка складається з двох моношарів: полійону (PDDA) і барвника (2304).

Ми наносили тонкі плівки, перемежовуючи ЛХРК моношари з протилежно зарядженим полійоном та фіксуючи структуру уздовж нормалі до підкладинки. Такий технічний підхід дає змогу позбутися шару полійонів, використовуючи позитивно та негативно заряджені ЛХРК матеріали з незмінною молекулярною основою. Анізотропія пропускання плівок зі структурою "полійон-барвник" і "позитивний-негативний барвник" суттєво не відрізняються, проте в останньому випадку товщина плівок є значно меншою.

Щоб порівняти оптичні властивості поляризаторів, виготовлених з ЛХРК фази барвників, з традиційними дихроїчними поляризаторами, ми використовували TAC (triacetyl cellulose) плівки як підкладинки. Всі описані оптичні дослідження здійснено з плівками ТАС з поглинальними шарами барвника. Це дає змогу коректніше порівнювати оптичні властивості з параметрами комерційно доступних дихроїчних поляризаторів. Схрещені поляризатори показують дуже низьке пропускання (0.1 ~ 0.2 %) у широкому діапазоні значень кутів огляду порівняно з 3 % в традиційних дихроїчних поляризаторах. Мінімум пропускання (~ 0.1 %) припадає для похилого напряму на відміну від традиційних поляризаторів, в яких максимум поглинання виявляється за нормального проходження променя. Така оптична поведінка означає, що барвникові поляризаційні плівки мають лише один напрям пропускання вздовж напряму нанесення і поглинають світло за решти напрямів, перпендикулярних до осі пропускання.

В останній колонці таблиці подано поляризаційну ефективність ЛХРК плівок. Видно, що ефективність поляризації ЛХРК плівок зростає із збільшенням товщини плівки, водночас, збільшення товщини супроводжується зростанням світлових втрат. Метод прямого нанесення демонструє найбільшу ефективність поляризації, що пов'язано з кількома причинами. В процесі висихання ЛХРК матеріалу концентрація барвника у воді суттєво зростає, в результаті чого збільшуються довжини агрегатів або навіть створюється нова більш впорядкована (колумнарна) рідкокристалічна фаза з прараметром порядку більшим, ніж у разі нематичної фази. Для плівок, отриманих методом пошарового нанесення, зменшення ефективності поляризації є результатом насамперед кумулятивної дезорієнтації нанесених молекулярних шарів барвника відносно один одного. Така дезорієнтація шарів впливає й на розсіювання світла, що сильно підвищує світлові втрати. Плівки, отримані методом прямого нанесення, маючи товщину в 300 разів меншу, демонструють схожу ефективність поляризації, як і комерційно доступні дихроїчні поляризатори.

Експериментально встановлено двозаломлювання ЛХРК у твердій фазі. Двозаломлювання твердих плівок усіх досліджених хромонічних матеріалів має негативний знак. Це відкриває можливість оптичної компенсації позитивного двозаломлювання термотропних нематичних РК. Ефективність набігу фаз у твердих хромонічних плівках перевищує показники рідких хромонічних зразків у середньому в 8 - 20 разів.

6. Агрегація барвників у рідкому кристалі та їхня взаємодія з електромагнітним полем

Вивчено залежність основних фізичних величин, що мають стосунок до переорієнтації директора під дією світла, від концентрації барвника сd. Зокрема ми експериментально встановили концентраційну залежність поляризованості б, що може беспосередньо виявити можливі надмолекулярні агрегати барвників.

Якщо домішки-барвники перебувають у розчині як окремі молекули (мономери), то їхні дипольні моменти просто сумуються й поляризованість одиниці об'єму б є несуттєвою у випадку, коли молекули перебувають у g- і е- станах. Така лінійна залежність може мати місце також у випадку агрегованих барвників: б ~ бaca ~ cd, позаяк концентрація агрегатів ca = cd/Na, та бa ~ Na, де Na - кількість молекул барвника в агрегаті. Поглинання світла є суттєвим у данному ефекті. Так, наприклад, енергетична зонна структура деяких макромолекул, об'єднаних в одновимірні ланцюжки довжиною Na, нагадує зонну структуру напівпровідників. У g-стані кожен електрон локалізований на молекулі, його внесок у поляризованість бag пропорційний до довжини молекули Дl, тобто бag ~ NaДl. Але в збудженому стані електрон не прив'язаний до молекули-донора (делокалізований) і може рухатися вздовж ланцюжка. Отже, його внесок у поляризованіть пропорційний до довжини ланцюжка NaДl, тому загальна поляризованість збуджених молекул бae ~ Na NeДl, де Nе - кількість збуджених молекул. Навіть за умови Ne << Na, величина бae може бути більшою, ніж бag. Отже, завдяки е-молекулам, б~ cdNe(cd), поляризація може відхилятися від лінійної залежності, тому що Ne ~ Na і довжина агрегату, подібно до водних розчинів, повинна сильно залежати від cd. Тому нелінійна залежність б(cd) може означати наявність надмолекулярних структур, бо лише в такому разі проста адитивність окремих диполів може бути порушена - через залежність величини б від розмірів та форми агрегату.

Нелінійна залежність б?(532)? 0.015cdІ вказує на велике відхилення від поведінки, характерної для мономерів барвника і свідчить про домінування в діелектричному відгуку барвників надмолекулярних структур.

Переорієнтація директора відбувається, коли початкове електричне поле перпендикулярне до директора, ие= 900. Крім того, спостерігається дуже сильний ефект за ие= 00, тобто, коли початкове поле паралельне до директора. Двозаломлювання змінює знак в області 400?ие?500, отже, виявляючи перехід від "фокусуючого" режиму до "дефокусуючого", рис. 16а. Це наштовхує на думку, що агрегати барвника утворюють з директором визначений кут, 300 500.

Щоб встановити порядок переходу, що спричиняє переорієнтацію директора, ми вивчали оборотність процесу. У випадку, коли поле початково перпендикулярне до директора (ие=900), спостерігається сильний гістерезис. Це означає, що ми маємо перехід першого роду. Водночас, за початково паралельної орієнтації поля до директора, переорієнтація директора починається за дуже малих інтесивностей лазерного променя і виявляє плавні зворотні зміни без гістерезису, що є характерною особливістю переходу другого роду.

Ми розробили новий термодинамічний механізм обертання директора, згідно з яким, а) молекули барвника у нематичному РК перебувають в агрегованому стані; б) переорієнтація директора під дією світла спричинена тепловим рухом агрегатів.

У запропонованій моделі кут між директором і агрегатом приблизно визначений, як наслідок сильної взаємодії між молекулами РК та барвника. Діелектрична закрутка агрегату в електромагнітному полі світла спричиняє спотворення директора, що, в свою чергу, веде до відштовхування між агрегатами барвника.

Висновки

колоїдний нематичний хромонічний рідкокристалічний

В роботі створено науковий базис для дослідження й розвитку нового напряму фізики рідких кристалів - матеріалів, утворених шляхом самоорганізації колоїдних частинок та молекул в рідкому кристалі. Сформовано основні концепції, що дають змогу контролювати процес самоорганізації та передбачати фізичні властивості отримуваних матеріалів.

1. Вперше показано, що прозорі частинки мікронних розмірів, підвішені у нематичному рідкому кристалі, можна захопити і керувати ними за допомогою інтенсивного лазерного променя, навіть якщо їхній показник заломлення менший, ніж показники заломлення рідкого кристалу. Запропоновано альтернативний механізм лазерного захоплення частинок в рідкому кристалі.

2. Встановлено, що деформації директора, спричинені частинкою на поверхні рідкого кристалу, спричиняють викривлення межі поділу, і, отже, капілярне притягання. Зв'язок між пружністю та поверхневими властивостями РК визначає новий тип взаємодії між колоїдними частинками, відмінний від чистого пружного механізму, описаного для "об'ємних емульсій".

3. Визначено механізми просторово неоднорідного розподілу колоїдних частинок та умови формуванням граток на поверхні нематичного рідкого кристалу. Встановлено залежність періоду граток від симетрії пружних деформацій директора. Експериментально доведено, що гексагональну гратку визначає пружний диполь, зорієнтований нормально до площини поверхні, тоді як щільний уклад краплин характерний для пружних диполів з похилою орієнтацією.

4. На основі вивчення агрегації молекул хромонічного рідкого кристалу, узагальнення та теоретичного аналізу експериментальних результатів, установлено фізичну картину процесу агрегації молекул барвників у водних розчинах, визначено структуру агрегатів та описано нові можливості утворення поворотних агрегатів. Визначено оптичні параметри ліотропних хромонічних рідких кристалів, для яких характерною є від'ємна оптична анізотропія двозаломлювання та поглинання.

5. Розроблено надтонкий ліотропний хромонічний рідкокристалічний поляризатор. Метод виготовлення орієнтованих ЛХРК плівок нанометрової товщини полягає у електростатичному пошаровому нанесенні мономолекулярних шарів ЛХРК. Вперше розроблено технічний підхід, що дає змогу позбутися пасивного шару полійонів, використовуючи позитивно та негативно заряджені ЛХРК матеріали з незмінною молекулярною основою.

6. Встановлено наявність надмолекулярних агрегатів барвника в рідкому кристалі. Запропоновано термодинамічну модель переорієнтації директора нематичного рідкого кристалу з домішками барвника в електромагнітному полі світлової хвилі. Ентропія системи агрегатів у даному випадку є функцією орієнтації агрегату відносно директора та електричного поля світлової хвилі. Експериментально зафіксовано рекордно низький поріг орієнтаційної нелінійності в нематичному рідкому кристалі з домішками барвника.

Література

V.G. Nazarenko, A.B. Nych, and B.I. Lev, Crystal Structure in Nematic Emulsion// Phys. Rev. Lett. - v. 87, - N 7, - 2001, - pp. 075504.

M. Skarabot, M. Ravnik, D. Babic, N. Osterman, I. Poberaj, S. Zumer, I. Musevic, A. Nych, U. Ognysta and V. Nazarenko, Laser trapping of low refractive index colloids in a nematic liquid crystal// Phys Rev. E, - 73, - 2005, - pp. 021705.

I.I. Smalyukh, S. Chernyshuk, B.I. Lev, A.B. Nych, U. Ognysta, V.G. Nazarenko, and O.D. Lavrentovich, Ordered Droplet Structures at the Liquid Crystal Surface and Elastic-Capillary Colloidal Interactions// Phys. Rev. Lett. - v. 93, - N 11, - 2004, - pp. 117801.

I. Musevic, M. Shkarabot, D. Babic, N. Osterman, I. Poberaj, V. Nazarenko, and A. Nych, Laser Trapping of Small Colloidal Particles in a Nematic Liquid Crystal: Clouds and Ghosts// Phys. Rev. Lett. - v. 93, - N 18, - 2004, - pp. 187801.

V.G. Nazarenko, O.P. Boiko, A.B. Nych, Yu.A. Nastishin, V.M. Pergamenshchik and P. Bos, Selective light-induced desorption: The mechanism of photoalignment of liquid crystals at adsorbing solid surfaces// Europhys. Lett., - v. 75 (3), - 2006, - pp. 448-454.

B. Lev, A. Nych, U. Ognysta, V. Nazarenko, S.B. Chernyshuk I. Musevich, M. Skarabot, Anisotropic laser trapping in nematic colloidal dispersion// Eur. Phys. J. E, - v. 20, - 2006, - pp. 215-219.

Yu.A. Nastishin, H. Liu, T.Schneider, V.Nazarenko, R. Vasyuta, S.V. Shiyanovskii and O.D. Lavrentovich, Optical characterization of the nematic lyotropic chromonic liquid crystals: light absorption, birefringence, and scalar order parameter// Phys. Rev. E, - v. 72, - 2005, - pp. 041711.

Размещено на Allbest.ru