1974 г. Сентябрь Том 114, вып. 1 УСПЕХИ ФИ ЧЕСКИХ НАУКelibrary.lt/resursai/Uzsienio leidiniai/Uspechi_Fiz... · Жидкие кристаллы —

1974 г. Сентябрь Том 114, вып. 1

УСПЕХИ ФИ ЗИ ЧЕСКИХ НАУК

535.324

ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ

Л. М. Блинов

СОДЕРЖАНИЕ

1. Введение. Общие сведения о жидких кристаллах . . . . , 672. Анизотропия электрических и оптических свойств жидких кристаллов 693. Электрооптические эффекты в нематических жидких кристаллах 71

а) Деформация электрическим полем (72). 1) Теория (73). 2) Экспери-ментальные данные (75). — б) Электромеханический эффект и «сегне-тоэлектричество» (76). в) Электрогидродинамическая неустойчивость. До-мены и дифракция света (77). 1) Теория ЭГД неустойчивостей (78).2) Экспериментальные данные (81).—г) Динамическое рассеяние света. (82)

4. Электрооптика холестерических жидких кристаллов. . . . 84а) ХЖК с еА > 0 (85). б) ХЖК с βΔ < 0 (88).

5. Другие примеры электрооптических эффектов 89а) Смектические жидкие кристаллы (89). б) Эффект «гость—хозяин» в при-месных НЖК (90). в) Эффект Керра (91).

6. Заключение. О возможностях применения различных электрооптическихявлений д2

Цитированная литература ' 92

1. ВВЕДЕНИЕ. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ* |

Жидкие кристаллы — это жидкости, в которых имеет место определен-ный порядок расположения молекул и, как следствие этого, анизотропиямеханических, электрических, магнитных и оптических свойств. Жидко-кристаллическое состояние возникает при определенных условиях в орга-нических веществах с резко анизометричными молекулами, т. е. моле-кулами, имеющими явно выраженную протяженность в одном из на-правлений, или плоскостность. Хорошим примером такого веществаявляется гс-метоксибензшгаден-га'-к-бутиланилин (сокращенно МББА),

обнаруживающий в определенном интервале температур (21—47 °С)жидкокристаллическую фазу простейшего типа — нематическую.

Нематические жидкие кристаллы (НЖК) характеризуются дальнимориентационным порядком и полной свободой перемещения центровтяжести отдельных молекул в пространстве, а также вращений молекулвокруг длинных (а иногда и коротких) осей (см. рис. 1, а, где черточкамиобозначены молекулы НЖК). Моделью нематической фазы может служитьящик с карандашами, который слегка встряхивают для имитации тепло-вого движения: если трясти не очень сильно, карандаши перемещаются,

© Издательство «Наука»,«Успехи физических наук», 1974 г.

5*

68 Л. М. БЛИНОВ

оставаясь параллельными друг другу; при сильной тряске в ящикебудет полный беспорядок. Подобно этому ведут себя и термотропные *)НЖК: при низких температурах это обычные твердые кристаллы, приповышении температуры происходит фазовый переход в нематическоесостояние (точка плавления), при еще более высокой температуре имеет

место второй фазовый пере-ход — в изотропно-жидкоесостояние (точка проясне-

f/ ния).I / / ι Разновидностью немати-

| ι ι ' / | / \/ II I I IIM чбских веществ являются

1 1| 1.1 1/1/ \/// II р р

| «I | ι « / . ' / I I II I ММ сталлы (ХЖК). Здесь также•11 I 1 1 I / I / I II 11111 имеется ориентационный и

l l Ι Ι /

Ι Μ I.I I/I/1/ // II I I Mil холестерические жидкие при-1 ι ' ι ' l l / J

In • I/ r I 11 111 I 111 отсутствует трансляционный

I I ' л I

у у рпорядок. Но ХЖК образуютвещества с оптически актив-

а) Ю 6) ными молекулами (вращаю -Рис. 1. Структура жидких кристаллов нематиче- пцши плоскость поляризацииского(а), холестерического (б) и смектического (в) света), асимметрия которых

типов. приводит к закрученнойструктуре жидкого кристал-

ла. На рис. 1, б сплошными черточками показано расположениемолекул в наиболее близком к наблюдателю слое ХЖК, в более глубокомслое молекулы повернуты на малый угол φ относительно молекул пер-вого слоя (это показано штриховыми черточками). Для последующихслоев угол φ увеличивается, и весь препарат в целом образует спиральс осью, перпендикулярной осям молекул и плоскости рисунка. Примерамивеществ, образующих ХЖК, могут служить эфиры холестерина илилптически активные изомеры соединений типа

C H 3 O ~ ( U > - C H = N - ( Q > - O - C - C H 2 - C H - C 2 H 5 ,\— -J \— -j 11 /|T~^\

о (Ън5)где оптическая активность вызвана асимметричным расположением СН3-труппы в длинном «хвосте» молекулы (температурный интервал холесте-рической фазы указанного вещества: 35 — 76 °С).

Вторым важным классом жидкокристаллических веществ являютсясмектические жидкие кристаллы, (СЖК), для которых помимо ориента-ционного характерен еще и одномерный трансляционный порядок(рис. 1, в). СЖК по своей структуре ближе всего к твердым кристаллам,я не случайно в веществах, образующих и нематическую,и смектическую«разы, последовательность смены фаз при понижении температуры такова:

изотропная жидкость -*- НЖК -*- СЖК -*- твердый кристалл.Примером может служить следующее вещество с диапазоном существо-вания метастабильной смектической фазы 61—35 °С:

*) Существуют еще и лиотропные жидкие кристаллы, образующиеся в концентри-рованных (как правило, водных) растворах некоторых красителей, мыл, биологическихпрепаратов и т. п. Их электрооптические свойства практически не изучены 8 0, и в даль-жейшем речь будет идти только о термотропных жидких кристаллах. до

ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ 69

Уместно задаться вопросом, какие же конкретные вещества склоннык образованию жидкокристаллического состояния? Неоднократно дела-лись попытки построить молекулярно-статистическую теорию жидкихкристаллов, т. е. вывести их термодинамические свойства из особенностейэлектронной структуры молекул. В настоящее время принято считать,что определяющую роль в образовании жидкокристаллического состоянияиграют дисперсионные (ван-дер-ваальсовы) силы притяжения междумолекулами и стерические силы отталкивания. Наиболее важной моле-кулярной характеристикой, определяющей тенденцию конкретного веще-ства к образованию жидкокристаллического состояния, является анизо-тропия электронной поляризуемости. В этом смысле предпочтительнеедлинные палочкообразные молекулы с расположенными в ряд бензольнымикольцами. Положительным фактором является наличие цепи сопряжения(чередования одиночных и двойных химических связей) вдоль всегоскелета молекулы, поскольку сопряжение увеличивает продольную ком-поненту молекулярной поляризуемости. Наличие у молекул постоянногодипольного момента, по-видимому, не коррелирует со способностьювещества образовывать жидкие кристаллы, хотя зачастую определяетих электрическое и электрооптическое поведение. Весьма существеннойявляется форма концевых групп молекулы (стерический фактор). Напри-мер, бутильная группа к-С4Нд—, как правило, способствует получениюнаиболее низкотемпературных жидких кристаллов: удлинение концевойгруппы приводит к снижению анизотропии поляризуемости вследствие«скручивания» молекулы, более короткие группы слишком жестко сцеп-ляют молекулы, повышая тем самым температуру фазового перехода.

Более подробные сведения о структуре и свойствах жидких кристалловможно получить из обзора 1 и книги 2 Чистякова. Химические и физико-химические аспекты жидких кристаллов освещены в 3>4, а технологияжидких кристаллов и применение их в электрооптических устройствах —в 5 . В монографии Капустина 6 довольно подробно описаны результатыранних работ по электрооптике жидких кристаллов. Цель настоящегообзора — осветить с единой точки зрения физические механизмы электро-оптических явлений и, на этой основе, результаты новых публикаций,относящихся к данной теме.

2. АНИЗОТРОПИЯ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ И ОПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВЖИДКИХ КРИСТАЛЛОВ

Количественно степень упорядоченности жидкого кристалла опре-деляется параметром ориентационного порядка S, введенным Цветковым 7:

5 = 1(Зс^в-1); (1)

здесь Θ — угол между осью индивидуальной молекулы жидкого кристаллаи преимущественным направлением всего ансамбля, а усреднение прове-дено и по ансамблю, и по времени. Преимущественное направление совпа-дает с оптической осью жидкого монокристалла и должно быть задановнешним воздействием (стенкой кюветы, полем, потоком). В соответствиисо смыслом определения степени упорядоченности 5 = 1 для твердыхкристаллов с параллельным расположением молекул и S = О для изо-тропно-жидкой фазы. В жидком кристалле 0 < S < 1 и полностью опре-деляет анизотропию электрических и оптических свойств. В частности,анизотропия диамагнитной восприимчивости, а также электронной частидиэлектрической восприимчивости жидкого нематического монокристаллаопределяется через анизотропию параметров тех же веществ в твердой


фазе (например, в га-азоксианизоле):

Ахнжк = %\\ — Xj_ = 5ΔχАаНжк = ац — а± =

рц, дрориентационную компоненту (Δε =

ЦП

0

ТВ НЖК ж

Τ

(2)

Более сложные соотношения имеют место для анизотропии показателяпреломления (Δη = щ\ — п±), связанного с Δα соотношением Лоренц —Лорентца, полной диэлектрической проницаемости, включающего в себя

— г±) и анизотропии электро-проводности (Δσ = ац — σ^).Однако сохраняется общаязакономерность монотонногоснижения всех этих величинΔη, Δε, Δσ -*- О при S—>-0.Анизотропны также вязкостьи упругость жидких кри-сталлов.

На рис. 2 показаны ти-пичные температурные зави-симости степени упорядочен-

'б0 ности, показателей прелом-ления, измеренные для век-тора поляризации света, па-раллельного (щ\) и перпенди-кулярного (п±) оптической

^ о с и НЖК, удельной электро-""" проводности для электричес-

кого поля,параллельного(оц)и перпендикулярного (oj_)оптической оси, и аналогич-.ным образом определенныхкомпонент диэлектрическойпостоянной (ε|| и 8jJ. Следу-ет отметить, что Δη > 0 вовсех известных НЖК и СЖК

в)

Рис. 2. Характерные температурные зависимостистепени упорядоченности (а), показателей пре-ломления (б), диэлектрической постоянной (в)

и электропроводности (г) НЖК.

*тн· *нж — температуры фазовых переходов «твердоетело •• НЖК» и «НЖК -> изотропная жидкость».

в соответствии с анизотропией электронной поляризуемости молекул.В то же время знак Δσ различен для НЖК и СЖК в соответствиис анизотропией вязкости, определяющей анизотропию подвижностиносителей заряда. В НЖК (за редкими исключениями 46) Δσ > 0, посколь-ку движение носителей заряда в направлении длинных осей моле-кул осуществляется легче; в СЖК, наоборот, подвижность носителейзаряда выше для направления вдоль смектических слоев, т. е. перпенди-кулярно осям молекул, и потому Δσ < 0.

Диэлектрическая анизотропия жидких кристаллов может быть какположительна (на рис. 2, в штриховые кривые), так и отрицательна(на рис. 2, в сплошные кривые). Это зависит от соотношения междуанизотропией поляризуемости молекулы и величиной постоянного диполь-ного момента, а также от угла ψ между дипольным моментом и длинноймолекулярной осью. Положительная величина Δε характерна для молекулс продольным дипольным моментом (ψ -*• 0); Δε < 0 реализуется в техслучаях, когда угол ψ велик, например ·ψ->90°. На рис. 3 приведенычастотные зависимости 8ц и ε^ для двух типичных НЖК с Δε (ω —у- 0) ]> 0(рис. 3, а) и Δε (ω -*• 0) < 0 (рис. 3, б). Видно, что в области частотдебаевской релаксации диполей знак Δε может измениться, а именноон, как будет показано ниже, определяет электрооптическое поведениежидких кристаллов.


Теперь легко понять, в чем специфика электрооптических эффектовв жидких кристаллах. Любой процесс переключения их оптическихсвойств с помощью внешнего электрического поля разбивается на триэтапа:

а) Вследствие анизотропии диэлектрической постоянной и электро-проводности жидкий монокристалл (аналогично твердому кристаллу)испытывает вращающий момент, стремящийся понизить энергию анизо-тропного тела в электрическом поле. Например, при σ = 0 кристаллстремится повернуться таким образом, чтобы направление максимальнойдиэлектрической постоянной совпало с направлением поля.

Рис. 3. Типичные частотные зависимости диэлектрической постоянной НЖК приΔε > 0 (а) и Δε < 0 (б).

Частоты дебаевской релаксации различны для вращений молекул вокруг короткой (fDl) я длинной(/£>2) осей.

б) Вследствие относительно небольшой вязкости и внутреннего тре-ния жидкости вращающий момент действительно приводит к переориен-тировке жидкого монокристалла за относительно короткое время (этогоне случилось бы с твердыми кристаллами из-за сил трения).

в) Вследствие большой анизотропии оптических свойств (показателейпреломления и коэффициента поглощения) любое изменение структурыпрепарата легко фиксируется оптически в полной аналогии со свойствамитвердых кристаллов.

Таким образом, вся необычность электрооптики жидких кристалловобусловлена сосуществованием свойств, характерных для твердых кристал-лов и жидкостей, а разнообразие структур (НЖК, ХЖК, СЖК), физи-ческих параметров (Δε, Δσ, An, анизотропия вязкости и упругости и т. д.)и граничных условий приводит к большому числу различных электрооп-тических эффектов.

3. ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В НЕМАТИЧЕСКИХ ЖИДКИХКРИСТАЛЛАХ

Первые исследования влияния электрического поля на поглощениесвета и двулучепреломление НЖК были выполнены еще в 1918 г. 8 .В этой и последующих работах 20-х — 30-х годов 9 основное вниманиеуделялось механизму ориентации НЖК электрическим полем и интер-претации этого явления на основе потерявшей ныне актуальность теории«дипольных роев». В то время оптически прозрачные электроды еще небыли изобретены, что резко затрудняло электрооптический экспериментс тонкими слоями НЖК. Наиболее достоверные опыты были выполненыФредериксом и Цветковым 1 0 - 1 2 с использованием поляризованного светаи проволочных электродных сеток. К сожалению, в статьях 60-х — 70-х го-дов названные работы мало цитируются, хотя в них предвосхищены


многие из тех идеи, которые легли в основу современной теории и приме-нения электрооптических эффектов. Так, в 1 0 описано интенсивное дви-жение («кипение») Н Ш К и-азоксианизола в полях низкой частоты, сопро-вождаемое сильным рассеянием света, т. е. по сути дела «эффектдинамического рассеяния», заново открытый в 1968 г. 7 1 > 7 2 . В работе 10

показано также наличие критической частоты поля, выше которой дви-жение Н Ж К исчезает, и независимость порогового н а п р я ж е н и я от толщи-ны слоя жидкого кристалла. Отмечается 1 0 > " роль пространственногозаряда и ориентационного действия потока жидкости в механизме ано-мальной ориентировки Н Ж К с отрицательной диэлектрической анизо-тропией. И, наконец, в работе 1 2 впервые сформулирован важный к р и -терий электрогидродинамической неустойчивости Н Ж К , а именно Δε < О,что показано экспериментально путем варьирования величины и з н а к аΔε за счет добавки метоксикоричной кислоты к тг-азоксианизолу.

Н и ж е мы вначале рассмотрим два случая наиболее простых электро-оптических эффектов в Н Ж К (деформацию полем и электромеханическийэффект), а затем перейдем к электрогидродинамическим неустойчивостями динамическому рассеянию.

Свет

а) Д е ф о р м а ц и я э л е к т р и ч е с к и м п о л е м . Основойпрактически всех экспериментальных исследований электрооптики жидкихкристаллов (нематических, холестерических, смектических) служит тонко-слойная ячейка (толщина d = 5—100 мкм) с двумя прозрачными электро-дами 1 на стеклянных подложках 2 (рис. 4, а). Между электродами имеется

капиллярный зазор, фиксиро-ванный диэлектрическими про-кладками 3. К электродам можноприложить постоянное, синусо-идальное или импульсное напря-жение 4. Свет проходит сквозь«сэндвич» вдоль оси ζ перпен-дикулярно электродам. Для ис-следования деформаций НЖКэлектрическим полем применя-

6)

К..'гг.

1t'I'lVi'i'i1

в)1 II

1

1

1

11

Рис. 4. Электрооптическая ячейка (а) и раз-личные случаи ориентации НЖК: S-ориента-ция (б), В-ориентация (в) и Т-ориентация (г).

ется поляризованный свет, вряде случаев монохроматиче-ский. В зависимости от знакадиэлектрической анизотропиии исходной ориентации молекулНЖК можно наблюдать триразновидности деформаций:

1) Пусть Δε > 0, а исходнаяориентация молекул (рис. 4, б)

характеризуется расположением оптической оси НЖК (или «директора»L) параллельно электродам вдоль оси Ox (L || Ох). В этом случае слойНЖК обладает двулучепреломлением с определенной величиной An.Электрическое поле, действуя против упругой силы взаимодействиямолекул со стенкой, вызывает деформацию «поперечного изгиба» НЖК(S-деформацию, от английского слова «splay»), характеризуемую модулемупругости К1г

1 3. В достаточно сильном поле «директор» переориентируетсявдоль оси Oz и двулучепреломление исчезает (An -> 0). Этот эффект назы-вают по-разному: управляемым двулучепреломлением, ориентационнымэффектом1S, нормальной деформацией14, управляемой разностью ходаи т. д. На наш взгляд, его удобнее всего называть S-эффектом, ввидукраткости и потому, что буква S напоминает о виде деформации.

ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ 7 3

2) Пусть Δε < 0 и в исходном состоянии L || Οζ (перпендикулярнаяориентация; рис. 4, в). В этом случае двулучепреломление отсутствует,но появляется при наложении поля на слой жидкого кристалла. Полестремится установить «директор» перпендикулярно оси Οζ (вследствиеΔε < 0), а в некоторых случаях (например, при дополнительном наложе-нии магнитного поля или специальной физико-химической обработкеэлектрода) вдоль определенного направления χ или у. Возникающаядеформация «продольного изгиба» характеризуется модулем упругостиК33

1 3 (В-деформация, от английского слова «bend»). Соответствующийэлектрооптический эффект, дополнительно к уже приведенным вышетерминам, называют еще и DAP-эффектом 2Э (деформация вертикальноориентированной фазы). Ниже мы будем называть его В-эффектом в соот-ветствии с аргументацией приведенной в п. 1).

3) Третий вид деформации возникает при Δε > 0 в исходной ориента-ции, показанной на рис. 4, г. Здесь L || Ох на одном из электродов,но L || Оу на другом вследствие чего НЖК приобретает закрученнуюна 1/4 витка| оптически активную структуру. Эта структура поворачиваетплоскость поляризации проходящего пучка света строго на 90° 8 3. Электри-ческое поле стремится установить «директор» вдоль оси Οζ (Δε > 0),вызывая деформацию, в которой важную роль играет модуль вращатель-ной упругости Км

1 3 *) (Т-деформация, от английского слова «twist»).После переориентации НЖК оптическая актичность исчезает; соответ-ствующий электрооптический эффект носит название твист-эффекта(Т-эффект в нашей классификации).

Можно представить себе и обратный твист-эффект для случая ориен-тации L || Οζ, Δε < 0 и специальной подготовки стекол для преимуще-ственной ориентации НЖК в электрическом поле вдоль χ на одном элек-троде и вдоль у на другом. Однако в литературе такой эффект неописан.

1) Теория. Теория деформации НЖК электрическим полем и расчетдвулучепреломления 14~1в построены по аналогии с рассмотрением дефор-мации НЖК магнитным полем 1 7. Разница заключается в том, что анизо-тропия диэлектрической восприимчивости не может считаться малойпо сравнению со средней восприимчивостью 1 6, как это имеет место длямагнитного аналога. Схема расчета такова: сначала записывается выра-жение для свободной энергии жидкого кристалла F в зависимости оториентации «директора» L и электрического поля Ш (в системе CGSE):

F = -i j { Ка (div L)2 + tf22 (L rot L)2 + K33 [L, rot L]2 - ^ Ш{Ц2 } dv, (3)

где Δε = ε и— ε χ , а о смысле констант упругости Klt говорилось выше.Затем с учетом граничных условий (разные случаи исходной ориента-

ции НЖК) решается уравнение Эйлера, соответствующее функционалуF. В результате получается стационарное решение, связывающее уголориентации «директора» Θ с координатой вдоль оси ζ (см. рис. 4) и внеш-ним полем. При этом оказывается, что процесс переориентации жидкогокристалла носит пороговый характер, и напряжение на ячейке [70> прикотором начинается переориентация, определяется выражением

*) Этот модуль характеризует чистую деформацию «кручения» (torsion), котораявозникала бы в пристеночных слоях возвращающемся относительно оси Oz электриче-ском поле.

74 л. м. БЛИНОВ

где Κι = К1Х для исходной S-ориентации (см. рис. 4, б), Kt = К33 для

В-ориентации (рис. 4, е) и Kt = К п + -г- (if 3 3 — 2Кгг) 1 8 для Т-ориен-

тации (рис. 4, г).Смысл выражения (4) можно понять из простых физических сообра-

жений: переориентация начинается при таком напряжении Uo = Шца(d — толщина ячейки), когда плотность электростатической энергииΔεί^/δπ, выигрываемой при переориентации, покрывает расход энергииKq2J2 на «самую плавную» из всех возможных деформаций при заданныхграничных условиях в ячейке. Эта деформация характеризуется фурье-компонентой с минимальным (т = 1) значением волнового вектораЧт = mnld, где т — целое число. Из условия Δε£2/8π = Кпг/2а2 следуетнезависимость порогового напряжения переориентации НЖК от толщиныячейки (4).

После того как из уравнения (3) найдено выражение для угла ориен-тации оптической оси Θ (ζ) в зависимости от поля, находят распределениекоэффициента преломления по толщине ячейки

η (ζ) = "-1"" , (5)w Y*.\ cos2 θ (ζ) + nj> sin2 Θ (ζ)

а затем и разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучамина выходе ячейки Φ (%), зависящую от напряженности поля, как отпараметра, через Θ (ζ) 1 5:

\ ^ § ) • (6)

оВеличина фазовой задержки и определяет интенсивность света, прошед-шего сквозь ячейку и анализатор:

(^) (7)

где 10 — интенсивность падающего на ячейку линейно поляризованногосвета, β — угол между вектором поляризации падающего луча и опти-ческой осью НЖК. В зависимости от напряженности стационарного(постоянного или синусоидального) электрического поля и, следовательно,фазовой задержки Φ (§) интенсивность света на выходе анализатораосциллирует, причем максимальная амплитуда осцилляции соответствуетβ = 45°. Для определения параметров, входящих в задачу, из эксперимен-тальных данных в 14~16, 1 9 применены численные методы расчета на ЭВМ.

Чтобы рассмотреть переходные процессы включения и выключениядеформационных эффектов, нужно решить уравнение движения «дирек-тора» 2 0, в котором момент вязкого трения (левая часть) приравнен суммедиэлектрического и упругого\ моментов (случай 1 = 0 рассмотрен в 1 6 ) :

здесь Kt — коэффициент упругости, зависящий от граничных условийлри ζ = 0 и ζ = d, как и в уравнении (4), у1 — соответствующий коэффи-циент вязкости.

Решая (8), получаем выражения для времен включения и выключе-ния деформационных эффектов:

=


и

I

i

t

Рис. 5. Изменение интенсивности све-та I, прошедшего через слой НЖК сS-ориентанией и анализатор, при воз-действии на ячейку импульса напря-

жения и.

Таким образом, время выключения определяется только вязко-упругими свойствами НЖК и геометрией слоя, в то время как Твкл приU2 > 4п3Кг/Ае уменьшается обратно пропорционально квадрату напря-жения (U2 = %Чг).

Подчеркнем, что деформация НЖК электрическим полем не связанас электропроводностью вещества (возмущающий диэлектрический моментпропорционален Δε§2), имеет свой магнитный аналог—переход Фредериксаи не зависит от частоты приложенногополя вплоть до частот дебаевской ди-польной релаксации молекул.

2) Экспериментальные данные. Приэкспериментальном изучении эффектовдеформации наиболее трудным момен-том является фиксация определеннойисходной ориентации молекул НЖК.Получение жидких монокристаллов со-вершенно необходимо при исследова-ниях фазовой задержки, чтобы обеспе-чить независимость величины An откоординат χ и у (см. рис. 4, б), а такжедля уменьшения рассеяния и деполяри-зации света. Одной из наиболее интерес-ных работ, посвященных методам ориен-тации НЖК, является а 1, рекомендую-щая использовать поверхностно-актив-ные кремнийорганические соединения для получения однородной ориен-тации молекул как параллельно, так и перпендикулярно электродам.В большинстве же случаев параллельную ориентацию получают натира-нием внутренних стенок ячейки тканью 2 2. Натирание создает микрорельефна электродном покрытии в виде системы гребней и канавок, и жидкомукристаллу энергетически выгоднее расположиться молекулярными осямивдоль канавок, т. е. по направлению натирания 2 3. Тот же механизмориентации работает и в случае использования электродных покрытий,нанесенных при косом вакуумном напылении 2 4. Перпендикулярнуюориентацию получают химической обработкой стенок или с помощьюопределенных примесей к НЖК 2 6.

Экспериментальные данные о фазовой модуляции света с исполь-зованием S-эффекта в НЖК с Δε ]> 0 приводятся в работах 2 в~2 8. Дей-ствительно, в соответствии с теорией при включении и выключенииимпульса напряжения интенсивность пропущенного ячейкой монохрома-тического света осциллирует (рис. 5) вследствие переориентации и обрат-ной релаксации «директора» НЖК. Как показано в 2 8, полное изменениефазовой задержки может составлять 30π (по 15 максимумов на переднеми заднем фронтах осциллограммы), а чувствительность к напряжениюΔΦ/Af/ = π/le. Поэтому в некоторых НЖК можно добиться включениясветового пучка со 100 %-ной глубиной модуляции всего за 3 мксек (привремени релаксации 250 мксек) за счет частичной переориентации жидкогокристалла и изменения фазовой задержки только на л. Для НЖК, рабо-тающих при комнатной температуре, соответствующие времена на 1—2порядка больше. Теоретические оценки времени переключения 1 5 нахо-дятся в качественном согласии с опытом 2 8 · ы в .

В-эффект в НЖК с Δε < 0 исследован в работах 2 9~3 1 на жидкомкристалле МББА или смесях на его основе. Пороговое напряжение пере-ориентации находится в хорошем согласии со значением Uo, найденнымиз выражения (4) 30> 3 1, не зависит от толщины слоя НЖК и частоты

76 Л . М. БЛИНОВ

приложенного поля вплоть до сотен килогерц 29б> 3 0, что соответствуетпредсказаниям теории.

Т-эффект в НЖК с Δε > 0 3 2 наиболее интересен в практическомотношении вследствие: а) более высокого контраста переключенияпо сравнению с S-эффектом, б) более низкого порога переключения по срав-нению с В-эффектом. Первое преимущество обусловлено тем, что прилюбой толщине слоя и длине волны света «фазовая задержка» при вклю-чении поля изменяется от π/2 до 0, а в S-эффекте она зависит от d и λ (см.уравнение (6)). Низкие пороговые напряжения получаются из-за боль-шой величины Δε « 1 0 — 20 3 3 тех НЖК, где она положительна, в товремя как для НЖК с Δε < 0 обычно | Δε | < 1 (исключение составляютпоследние сведения об НЖК с Δε = — 2 ~ 3 3 4 ) . На низкотемператур-ных смесях НЖК с Δε > 0 удается получить [70 « 1 в35 в широкомдиапазоне частот.

Экспериментально определяемые времена полной переориентациии релаксации «директора» в S-, В- и Т-эффектах хорошо описываютсятеоретическими соотношениями (9), (10) и используются для определениясоответствующих коэффициентов упругости и вязкости НЖК 1 5· 20· 2β· 1 4 6.Для S- и В-эффектов, как уже говорилось, скорость переключения можетбыть увеличена в 10—15 раз при фазовой модуляции монохроматическогосвета, если ΔΦ ^ π.

б) Э л е к т р о м е х а н и ч е с к и й э ф ф е к т (ЭМЭ) и « с е г н е -т о э л е к т р и ч е с т в о » . Мы рассмотрели случай, когда электриче-

ское поле деформирует НЖК, воз-действуя на его диэлектрическуюанизотропию Δε. При этом диполь-ные моменты молекул (μ) играли лишькосвенную роль, определяя знак Δε.В принципе многие результаты пре-дыдущего раздела остаются в силе ипри μ = 0. Сейчас мы обсудим эф-фект, обусловленный ненулевым зна-чением дипольного момента, μ -φ 0,при этом весьма существенной ока-жется геометрическая форма молеку-лы (клинообразная или дугообразная).

В литературе неоднократно обсу-ждался вопрос о несовместимостисвойств симметрии обычных НЖК ссегнетоэлектричеством13·36 вследствиеслучайности ориентации молекуляр-ных диполей в жидком монокри-сталле, обусловленной вращательнымдвижением молекул (рис. 6, а). Од-

г)

Рис. 6. Электромеханический эффект.а) Структура недеформированных НЖК смолекулами клиновидной и дугообразной фор-мы; б) те же НЖК, подвершенные S- и В-дефор-ыациям; в) ячейка для наблюдения ЭМЭ; г) де-

формация НЖК.1. вызванная ЭМЭ.

нако, как показал Мейер 3 ?, поляр-ная ось может возникнуть в жидкоммонокристалле с молекулами клино-образной формы, если он подвержен

деформации «поперечного изгиба» (S-деформации), или в кристалле с моле-кулами дугообразной формы, если слой подвергнут деформации «продоль-ного изгиба» (В-деформации). В этом случае полярная структура соот-ветствует более плотной упаковке молекул (рис. 6, б). Таким образом,при определенной форме молекул внешняя деформация приводит к появ-лению заряда на электродах, перпендикулярных полярной оси (пьезоэф-

ЭЛБКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ 77

фект). И, наоборот, электрическое поле, ориентирующее постоянныедиполи, вызывает деформацию слоя НЖК (электромеханический эффект),которую можно регистрировать оптически. На рис. 6, в приведена схемарасположения электродов и исходной ориентации НЖК с Δε < О,а на рис. 6, г — деформация, вызванная электромеханическим эффектом(при этом имеется в виду дугообразная форма молекул с направлениемдипольного момента в соответствии с рис. 6, б).

Кривизна деформированной структуры пропорциональна первой сте-пени поля άθ/άζ — е33Щ1К33, где е33 — пьезокоэффициент для даннойгеометрии опыта, К33 — соответствующий коэффициент упругости. Заме-тим, что В-эффект, обсуждавшийся выше, здесь не имеет места, так какШ = L, а Δε < 0 и диэлектрический вращающий момент равен нулю.Деформация, изображенная на рис. 6, г, приводит к двулучепреломлению,наблюдаемому экспериментально 3 8 ' 3 9 . Фазовая задержка и в этом случаепропорциональна квадрату поля и определяется формулой 3 9

Из эксперимента 3 9 определен коэффициент е33 для МББА, молекулыкоторого имеют дугообразную форму. Знак и величина е33 находятсяв согласии с теорией 4 0. Существенно, что электромеханический эффектне носит порогового характера и, по-видимому, не имеет частотного огра-ничения вплоть до частоты дебаевской релаксации.

В ряде работ 4 1>4 2, выполненных на к-азоксианизоле, наблюдалисьнелинейные электрооптические эффекты, трактуемые как сегнетоэлектри-ческие, а именно, рост диэлектрической постоянной на очень низких часто-тах (герцы и доли герца), «сегнетоэлектрическая» петля гистерезиса,наблюдаемая по классической схеме Сойера — Тауэра, доменные кар-тины в поляризованном свете и др. При интерпретации этих явлений идео-логия, в которой основную роль играют деформированные структуры3 8·1 4 3,не может быть использована. К тому же петля гистерезиса наблюдаетсяи в изотропной фазе указанного вещества6·4 3, а доменная структуране всегда коррелирует с наличием петли. Нам представляется, что подоб-ные эффекты происходят из-за двойного электрического слоя на границепроводящей жидкости с электродом. В этом случае ячейка представляетсобой по крайней мере двухслойную структуру 4 4 и решающую рольиграет не ориентационная, а барьерная поляризация Максвелла — Вагне-ра 4 5, естественным образом объясняющая рост ε с понижением частотыи образование петли (при учете нелинейности вольт-амперных кривыхв чистых образцах и-азоксианизола).

в) Э л е к т р о г и д р о д и н а м и ч е с к а я н е у с т о й ч и -в о с т ь . Д о м е н ы и д и ф р а к ц и я с в е т а . Рассмотренныев разделе а) гл. 3 деформационные эффекты в НЖК возникали вследствиеконкуренции двух вращательных моментов — диэлектрического моментаΔε§ 2 и упругого момента Ktq

2, где q — волновой вектор деформации(вблизи порога переориентации q ж n/d). При этом электропроводностьвещества не учитывалась, хотя именно вследствие анизотропии ионнойэлектропроводности в ряде случаев (низкие частоты, большая электро-проводность) имеет место аномальная ориентировка НЖК внешним полем,не соответствующая знаку диэлектрической анизотропии. Это бывает, какправило, при Δε < 0 и Δσ ^> О, хотя известны случаи аномальной ориен-тировки при Δε ]> 0 и Δσ < 0 4 6 . Причина аномальной ориентировкикроется во взаимодействии пространственного заряда с внешним электри-ческим полем 4 7.

78 л . м. БЛИНОВ

Следуя Гелфриху 48, рассмотрим физическую модель возникновениявращающего момента, индуцированного электропроводностью. Н а рис. 7показано слегка деформированное (например, за счет флуктуации) состоя-ние жидкокристаллического слоя, первоначально ориентированного«директором» вдоль оси 0 я . Внешнее электрическое поле %г вызывает ток,который имеет компоненту 1Х из-за повышенной проводимости Н Ж К в х-на-правлении. Ток 1Х приводит к частичному разделению положительныхи отрицательных ионов вдоль направления χ и образованию поля про-странственного заряда Щх. Если мы теперь рассмотрим двойной слойс координатами χ = 0 и χ = ха, то увидим, что вследствие его взаимо-действия с полем Шг возникает вращающий момент Ма, стремящийсяувеличить исходную деформацию. Этому препятствует упругий момент

Н Ж К и диэлектрический момент,если Δ ε < 0 . Нарушение равновесиямоментов при определенных условияхприводит к возникновению электро-гидродинамической (ЭГД) неустойчи-вости в виде периодической картинывращательного движения отдельныхучастков Н Ж К . В случае Δε > О

„ ρ момент Μ а складывается с диэлектри-х" Ха ческим и физически ситуация мало

Рис. 7. Модель Гелфриха. ·»* отличается от S-эффекта, описанногоСплошные изогнутые линии обозначают на- С в р а з д е л е а) ГЛ. 3.правление « ™ ™ Ρ » » слегкадаформирован- П р о с т р а н с т в е н н о - периодические

картины стационарных течений веще-ства в электрическом поле наблюдаются экспериментально в поляризо-ванном света на НЖК с Δε < 0 и ориентацией «директора» L || Ох(домены Вильямса 4 9 ) . Домены Вильямса проявляются в виде решетки(чередования) темных и светлых полос при пропускании через препаратсветового луча, поляризованного вдоль х-направления, причем полосыперпендикулярны х-направлению. Пороговое напряжение возникнове-ния доменов (Uo « 5 — 7 в) не зависит от толщины слоя (d), а периодрешетки примерно равен d.

1) Теория ЭГД неустойчивостей. Для определения порога ЭГДнеустойчивости НЖК, ориентация которого показана на рис. 7, нужнорешить систему четырех линеаризованных уравнений 5 0, описывающихнесжимаемую нематическую жидкость. Первое из них, уравнение движе-ния «директора», аналогично уравнению (8), но имеет дополнительныйчлен a^dvjdx в левой части. Этот член описывает момент вязкого трения(а2 < 0 — коэффициент трения, vz — z-компонента скорости жидкости).В простейшей модели, когда рассматривается стационарный режим(d®ldt = 0), а порог S-эффекта достаточно высок (или, что то же самое,ε и «ejL = ε, Δε « 0 ) , уравнение (8) упрощается*):

K^J^L =*<%•%£·. (12)

Второе уравнение описывает движение вязкой жидкости (η — коэффи-циент вязкости) с учетом силы электрического поля Щ, действующегона объемный заряд δςτ (уравнение Навье—Стокса). В простейшем случае,когда период деформаций порядка толщины слоя НЖК (λ0 « d ) , этодуравнение можно записать так 1 3 0 :

(13)

*) Рассматривается изгибная В-деформация (см. рис. 7).


Третье уравнение получается из условия неразрывности тока div Ix = О,где 1Х = о\\Ш χ + Δσ·ΙΘ, Ασ = оц — σ χ

5 2 . Получим

•" £ = 0. (14)

И, наконец, используем уравнение Пуассона

Из (13) видно, что при некотором значении поля Що градиент скоростиdvjdx достигнет такой величины, при которой момент сил трения в урав-нении (12) превысит упругий момент. Совместное решение системы (12) —(15) определит, таким образом, пороговое напряжение неустойчивости.Действительно,

9 2π #33 дЩ g ε д%х ~,2 ε Δσ д&

Полагая дЩ/дх2 « (2л/а)дЭ/дх в силу условия λ0 « d (периодиче-ская деформации 1 3 0 ) , получим пороговое напряжение неустойчивости

0 (—α 2 )εΔσ "

Полученное качественным путем уравнение (17) принципиальноне отличается от более точного выражения, приведенного в 6 0. Численныеоценки дают величину порядка 10 в, что удовлетворительно согласуетсяс опытом. Решение задачи с учетом диэлектрической анизотропииНЖК, Δ ε = ε у — ε χ < 0, полученное Гелфрихом 4 8, приводит к несколькоболее сложной формуле для порогового напряжения (случай L || Ох;см. рис. 7)

Г72 4 л 3 Я 3 3

TV ( 1 8 >

Для Lj_ Ox в 4 8 приводится аналогичное выражение, но с другимикоэффициентами упругости, трения и вязкости (K1U k2 и η 2 соответствен-но). Формально уравнение (18) сводится к (17) при Δε = 0 *).

Теория 4 8 имеет существенный дефект. В ней не учтены граничныеусловия, а волновой вектор пространственных деформаций в ж-направле-нии (qx), как уже говорилось, предполагался равным nld. С учетом гра-ничных условий стационарная задача решена независимо в работах 5 0>5 1.При этом решение даже линеаризованной системы потребовало примене-ния ЭВМ. Строгие выражения для Uo, полученные в 5 1 и параметрическизависящие от отношения волновых векторов s == qjqx при s = 0 формальносводятся к уравнению (18). Правда, смысл коэффициентов вязкостив уравнении (18) оказывается различным у разных авторов 4 7, 5 1, 5 2 и наибо-лее правилен, по-видимому, в В1: кг = а 2, к2 — а3, η 2 = (— α 2 + α4 -f-+ α5)/2, r\i = (α3 + α 4 + α6)/2, где α ; — коэффициенты Лесли 6 3 .

Для случая s Ф- 0, согласно строгим численным расчетам 6 0ί8 1, вол-новой вектор qx оказывается функцией напряжения U, причем неоднознач-ной. Существует несколько дисперсионных кривых, связывающих qx

и U (см. рис. 8, а, где качественно иллюстрированы результаты ,51 дляжидкого кристалла МББА). При малых напряжениях U<C Z701 неустой-чивость не возникает, а при U = Uoi (6>9 в для МББА) возникает деформа-ционная картина с периодом W та 2d (ветвь 1 на рис. 8, а). Этосоответствует стационарному вращательному движению НЖК, изобра-женному на рис. 8, б. Численное значение порогового напряжения Ьох

*) С точностью до численного коэффициента.


получается более высоким, чем Uo из уравнения (18), причем для любойориентации «директора» L || Ох и L ±Ох в U01 входят одновременно всепараметры кг, к2, η χ , η 2 , К33, КХ1.

При дальнейшем увеличении напряжения C/Oi <L U <. {702 периодW не изменяется. По мнению авторов работы 5 1, этот режим соответствуетнижней ветви кривой 1 на рис. 8, а (домены Вильямса). При U = С/02

(С/02 « 1 3 β для МББА) характер вихревого движения изменяетсяот изображенного на рис. 8, б к изображенному на рис. 8, б, т. е. периодвихрей сокращается вдвое. Дальнейший рост напряжения, согласнолинеаризованной теории, приводит к образованию 3-, 4-слойной вихревойкартины и т. д. Аналогичная картина получается и в случае перпенди-кулярной исходной ориентации НЖК с Δε < 0 (см. рис. 4, в) с той лишь

,1 К

ίχ -

-

Чо-

у*/уι/Α

—f {—

Уγ,1

Светб)

I "ООООО!'QQQQQ.X

Рис. 8. Иллюстрация к линейной теории ЭГД неустойчивости НЖК.«) Дисперсионные кривые qx (U) при 'gj.L (qx—волновой вектор деформаций, V—внешнеенапряжение); б) характер вихревого движения НЖК, соответствующий кривой 1 qx (10 ( θ —•угол наклона «директора» к оси Ох, звездочками обозначены светлые линии доменов при подсветке

слоя НЖК снизу); в) характер вихревого движения, соответствующий кривой 2 д (.V)·

разницей, что вначале может иметь место В-эффект, рассмотренныйв разделе а) гл. 3 (например, для МББА порог В-эффекта ниже порогаЭГД неустойчивости 5 1 6 ) .

Поведение НЖК в переменном поле (ω Φ 0) теоретически рассмотренов работе 5 2 (без учета граничных условий). Зависимость порога неустойчи-вости от частоты внешнего поля для ω < шс и геометрии рис. 7 даетсяследующим выражением:

Щ

здесь f/д (ω) — среднеквадратичная величина порогового напряженияна частоте ω, Uo определяется из уравнения (18), или, согласно болееточной теории 50>51, критическая частота а>е = (ξ2 — 1)1/2/τ0 определяетсячерез время диэлектрической релаксации τ 0 = 4л8ц/ац (время релаксацииобъемного заряда вдоль оси х), а параметр (ξ2 — 1) содержит лишь кон-станты материала и равен произведению величины (—ец/Δε-ε^) на зна-менатель в уравнении (18).

Из уравнения (19) следует, что при ω-*- шс пороговое напряжениеЭГД неустойчивости резко повышается. Поясним физику этого явления.Хотя ионный ток вдоль OCH(9Z(CM. рис.7) безынерционно следует за внеш-ним полем, процесс разделения пространственного заряда по координатех с повышением частоты отстает по фазе от поля. Это приводит к уменыпе-

ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ£КРИСТАЛЛАХ 81

нию силового воздействия на пространственный заряд q со стороны внеш-него поля Ш (уменьшается постоянная составляющая произведенияqmMm cos (ωή cos (ωί — φ)). Момент Μσ уменьшается, и для достижениянеустойчивости требуется повысить внешнее напряжение.

Если на частотах ω < сос (проводящий режим) пороговое напряжениене зависит от толщины слоя НЖК, то для ω > сос осуществляется* режимнеустойчивости, для которой от толщины не зависит пороговая напряжен-ность поля (диэлектрический режим). В этом режиме V\ (со) ~ сРсои волновой вектор деформационной картины зависит от частоты, qx ~ "j/co.Расчет порога неустойчивости в диэлектрическом режиме, согласно 5 2,сложен и требует применения вычислительной техники. В работеδβ

предложено простое выражение для порогового поля в области частот

ω ^> сос, ©о, где ωο«ί -̂ г— (р — плотность вещества, β — комбинации

коэффициентов вязкости Лесли, β = (а3 + a4-f- ав)/2):

2>2 ΛνΛ Λ2772 /,л\ ~ ^ а 2 И

Δε(20)

/ог

10'

10"

υο(ω),ά

• " ϊ \

1/1

г ,чf ι/ ι

7

f

ю' /о2 10s Ю*

Для области частот сос < со < ω0 в б 6 приведены достаточно простыевыражения %\ (со), промежуточные по своему смыслу между даваемымиформулами (19) и (20). Теоретические зависимости Ό\ (ω) качественноиллюстрируются рис. 9 для двух толщин слоя НЖК {dx и d2 = 3da).

Временные характеристики появления и исчезновения неустойчи-востей при включении и выключении поля в общих чертах описываютсявыражениями (9), (10) с тем лишь отличием,что слагаемое, содержащее Δε в (9), умно-жается на фактор ε^/εμ52, учитывающий по-перечное поле Шх на рис. 7.

2) Экспериментальные данные. Мы рас-смотрели теорию возникновения неустойчи-востей, обусловленных природой анизотроп-ной жидкости. Основные выводы теории хо-рошо подтверждаются на опыте 1 4 5 :

а) Домены Вильямса (низкочастотнаяЭГД неустойчивость) действительно возни-кают лишь в НЖК с Δε < 0 1 2 · 6 7 , обладаю-щих достаточной электропроводностью Б8.Исключение составляет работа4вб, где на пе-ременном токе наблюдались домены Виль- рИс. 9. Частотные зависимостиямса и динамическое рассеяние в бутокси- порогового напряжения ЭГДбензоидной кислоте, которая в нематическойфазе имеет небольшую положительную анизо-тропию. Это может быть связано с тем, чтокритерий Δε < 0 носит приближенный характер 5 9, а точный критерийдолжен быть найден из точного выражения для порогового напряженияв соответствии с теорией 5 0 · 5 1 . Теоретическому рассмотрению ЭГД неустой-чивостей НЖК с Δε > 0 на постоянном токе посвящена работа 5 1 6 .

б) С помощью наблюдений за твердыми частицами, примешаннымик НЖК, экспериментально удалось установить вихревой характер дви-жения жидкости, показанный на рис. 8, б 6 0, и даже измерить скоростьэтого движения (десятки мкм/сек) в зависимости от напряжения 8 1.Вихревое движение частично ориентирует НЖК, особенно сильнов обтасти максимального градиента скорости, т. е. в центрах вихрей.Это приводит к периодической зависимости ориентации «директора»,показанной на рис. 8, б сплошной линией, которая в свою очередь6 УФН, т. 114, вып. 1

ω, сем"'

неустойчивости для слоев Н Ж Ктолщиной dx и аг = Заг.

82 л, м. БЛИНОВ

вызывает периодическое изменение коэффициента преломления для светас вектором поляризации, направленным вдоль оси Ох. Образованная такимобразом решетка цилиндрических линз 6 0 фокусирует проходящий пучокв светлые линии — домены Вильямса.

в) Период доменов Вильямса пропорционален толщине слоя, не зави-сит от частоты и слабо зависит от амплитуды внешнего напряжения 60>62.

г) Частотная зависимость порога неустойчивости описывается выра-жениями (19), (20), хотя экспериментальное значение критической частотыне всегда совпадает с расчетным 6 2 а· 5 8>6 2. Численное значение £/0 (ω —>- 0)находится в хорошем согласии с теорией (см. оценки для МББА и п-азок-сианизола в 5 0 . 5 1 ) .

д) Времена возникновения неустойчивости и релаксации деформа-ционной картины описываются выражениями (9), (10), что дает возмож-ность из опыта определить коэффициенты вязкости 5 8.

е) При частотах ω > сос наблюдается специфический вид неустой-чивости (так называемые «шевроны» 6 3 ) , период которых, как это следуетиз теории, значительно меньше периода доменов Вильямса, не зависитот толщины слоя и изменяется с повышением напряжения β 3 β, а самадеформационная картина осциллирует с частотой поля в 4 . В тонкихслабопроводящих (шс—>-0) образцах доменная картина с периодом,уменьшающимся обратно пропорционально напряжению, наблюдаетсяна низких частотах и даже на постоянном токе 5 4 · 5 5 .

Поскольку доменная структура представляет собой решетку с перио-дическим изменением коэффициента преломления, при пропусканиисквозь нее света с длиной волны λ и вектором поляризации е || L на экраневозникает четкая дифракционная картина с распределением максимумови минимумов вдоль линии, параллельной «директору» 6 5.β β. Угловоераспределение максимумов описывается обычной формулой дифракцион-ной решетки с периодом W:

W sin | = ml {m = 0, 1, 2, . . .)• (21)

Период решетки трудно изменять, если она образована доменамиВильямса (см. 6 6 ) , но на доменах, описанных в работах 5 4 · 5 5 , с помощью·внешнего напряжения удается получить плавную регулировку углаотклонения луча.

Здесь следует сделать одно замечание. Экспериментальные данныехорошо согласуются с теорией ЭГД неустойчивостей, основанной намеханизме Гелфриха, как правило, в случае использования переменного·поля. На постоянном токе, где существенны инжекционные явления,имеет место еще один механизм ЭГД неустойчивости, не являющийсяспецифичным для жидких кристаллов, а проявляющийся в любых слабо-проводящих жидкостях. Движение жидкости, связанное с инжекционнойЭГД неустойчивостью, легче всего наблюдается именно в НЖК, благо-даря анизотропии их оптических свойств, и зачастую маскирует неустой-чивость Гелфриха. Теория порога инжекционной неустойчивости дляслучая монополярной инжекции 6 7 · 1 3 0 дает значения Uo, заметно превы-шающие экспериментальныев2-63. При учете биполярной инжекции6 8

согласие теории с опытом вполне удовлетворительно. Инжекционныммеханизмом можно объяснить, в частности, периодическое движениежидкости в изотропной фазе ?г-азоксианизола 6 9, домены 5 9 и дифракциюсвета 7 0 в НЖК с Δε > 0.

Г) Д и н а м и ч е с к о е р а с с е я н и е с в е т а . Согласно линеа-ризованной теории Пикина — Пенца 5 0 · 6 1 при некотором напряжениивыше порогового U = U02 > UQl в НЖК с Δε < 0 наступает новый


режим неустойчивости, для которого характерно двухслойное вихревоедвижение (см. рис. 8, в), затем трехслойное при U = U03 > UOi и т. д.В реальных НЖК вследствие нелинейности деформаций таких расслоенийне наблюдается, а возникает турбулентное движение жидкости, сопро-вождаемое интенсивным рассеянием проходящего света 10- 7 1>7 2, назван-ным динамическим (рис. 10, а). Строгой нелинейной теории откликажидкокристаллической системы на внешнее электрическое поле покане имеется, хотя в 7 3 дано качественное рассмотрение турбулентногодвижения, а в 7* получена зависимость пространственного распределения«директора» от напряжения (см. рис. 8, б) в области немалых углов Θ(с точностью до членов третьего порядка по θ) . Физически же переходот регулярной картины одномерной дифракции к практически изотропному

Домены I Динамическое рассеяние

10

Свет

106)

ι/,β

Рис. 10. Динамическое рассеяние света.а) Схема эксперимента (Ф — фотоприемник); б) интенсивность рассеянного света в зависимостиот напряжения на ячейке: кривая! для случая е | | L, кривая г — е χ L (е — вектор поляризации

света, L — «директор» НЖК).

конусу рассеянного света (главным образом по направлению «вперед»)обусловлен дроблением регулярной полосчатой доменной структурына турбулентные вихри всевозможной формы с широким спектром волно-вых векторов qx, qv.

Более или менее равномерное распределение деформаций по волновымвекторам приводит в соответствии с законом сохранения импульса в тео-рии рассеяния света 7 5 к широкому набору углов рассеяния ξ (ср. с фор-мулой (15)):

(22)ω' . Ι

- s i n f ·В формуле (22) ω' и с — соответственно частота и скорость падающегона ячейку света. Интенсивность динамического рассеяния практическине зависит от направления поляризации света и исходной ориентациислоя НЖК (рис. 10, б).

Ввиду практической важности эффекта динамическому рассеяниюпосвящено большое количество экспериментальных работ. Контрастныехарактеристики рассеяния исследованы в 7 6 · 7 7 , временные в 7 2 - 7 7 . Ока-залось, что времена включения и выключения динамического рассеянияблизки к соответствующим временам для доменной неустойчивости,за исключением области вторичного динамического рассеяния, где временарелаксации существенно удлиняются δ 8 · 7 8 . Зависимости порога динами-ческого рассеяния на постоянном токе от примесного состава НЖК черезмеханизм инжекционной неустойчивости посвящены работы 7 9. В работе *44

показана возможность заметного повышения порога рассеяния НЖК

6*


на переменном токе (от 5 до 9 в) за счет снижения анизотропии электро-проводности 0[[/σ± от 1,4 до 1,15, что подтверждает теорию4 8·5 0.

Таблица IЭлектрооптические эффекты в НЖК

Диэлектри-ческая

анизотропия

Электропро-водность

Ориентация

(йфО; на-правлениевозраста-ния поля β

\•

<о = О

Δε> Ο

σ = 0, φ 0

У или ЭМЭдля мо-лекул ти-па «клин»

S- и · Т-де-форма-ции; фа-зовая мо-дуляциясвета (*)

Δε< Ο

σ = 0

У или ЭМЭдля мо-лекул ти-па «дуга»

В-деформа-ция; фазо-вая моду-ляциясвета (*)

<5ф 0

В-деформа-ция; фа-зовая мо-дуляциясвета (*)

Π ериодическаядеформация из-за ЭГД не-устойчивости((»<сос~ДВ;со><ос—шевро-ны); дифракциясвета

Турбулентноедвижение; ди-намическое рас-сеяние света

Инжекционная неустойчивость; дифракция и рассеяние света

О б о з н а ч е н и я : У—устойчивость, ЭМЭ — электромеханический эффект,ДВ — домены Вильямса. Звездочками отмечены эффекты, имеющие магнитные аналоги.

В заключение данного раздела приведем сводку наиболее характер-ных для НЖК электрооптических эффектов (табл. I).

4. ЭЛЕКТРООПТИКА ХОЛЕСТЕРИЧЕСКИХ ЖИДКИХ КРИСТАЛЛОВ

Мы уже говорили (гл. 1) о том, что «директор» ХЖК L описываетпространственную спираль с шагом ρ (поворот L на угол 2π), ось которойh направлена перпендикулярно длинным молекулярным осям, т. е.h i . L. Характер электрооптического поведения ХЖК существенно зависитот ориентации оси спирали относительно электродов ячейки, изображен-ной на рис. 4, а. Следует различать два наиболее важных случая ориента-ции ХЖК или, как говорят, две текстуры — плоскостную и конфо-кальную1·8 1.

Плоскостную текстуру можно задать специальной обработкой элек-тродных покрытий с последующим медленным охлаждением веществаиз изотропной фазы, а также электрическим или магнитным полем 8 2.В этом случае оси молекул параллельны поверхности электрода, а осьспирали перпендикулярна электродам (поле % | | h ) . Такая ориентацияаналогична Т-ориентации НЖК (см. рис. 4, г), но если в случае НЖКна толщине ячейки d укладывалась 1/4 шага винта (d = pli) 8 3, то дляХЖК выполняется соотношение d^>p. В соответствии с теорией84 пло-

ЭЛЕКТРООПТИЧБСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ 85

скостная текстура оптически активна, причем вращение плоскости поля-ризации света достигает 104 — 105 град/мм толщины слоя. Кроме того,эта текстура селективно отражает циркулярно-поляризованный светсо знаком вращения вектора поляризации, совпадающим со знаком враще-ния спирали, если длина волны в среде λ0 л^р/2. Такое избирательноеотражение обусловлено дифракцией света на эквидистантных плоскостяхХЖК с одинаковым коэффициентом преломления по аналогии с брэг-говской дифракцией рентгеновских лучей на кристаллической решетке.

В относительно толстых ячейках (100 мкм и более) с помощью маг-нитного поля8 5, а для ХЖК с положительной диэлектрической анизотропиейи с помощью электрического напряжения можно получить такую ориен-тацию, при которой ось спирали располагается вдоль электрода в одномнаправлении (например, х), или же на отдельных участках слоя ХЖКэти оси в плоскости х, у направлены хаотически, но всегда перпендику-лярны оси Οζ. Такая (конфокальная) текстура, в отличие от плоскостной,сильно рассеивает свет, причем в зависимости от λ рассеяние носит селек-тивный характер 8 6. В случае конфокальной текстуры % ± h и имеетсянекоторое сходство между электрооптическими свойствами ХЖК и свой-ствами НЖК с исходной В-ориентацией (см. рис. 4, в).

Как и нематические, холестерические жидкие кристаллы характери-зуются определенной анизотропией, электрической (Δε = 8ц — ε^Δσ = а\\ — σ_ι_) и оптической (Δη = «||— nj), причем индексы || и _]_ озна-чают направления, параллельные и перпендикулярные «директору»L, а не оси спирали h. Если же ввести величины ецл и е^д ( а Д л я компонентэлектропроводности O\\h и o±h), соответственно параллельные и перпенди-кулярные оси спирали, то для ХЖК справедливы соотношения 8 7

1 1

(ε + ε) σ σ o (σ + σ) (23)

Во всех известных ХЖК выполняется неравенство σ^ ^> aj_, но раз-личаются вещества с положительной (ε,| > ε χ, ецл<С е_ьл) и отрицатель-ной (8ц < 8_L, 8цл > 6j_n) диэлектрической анизотропией, и характерэлектрооптических эффектов существенно зависит от знака Δε.

Излучение электрооптики ХЖК началось сравнительно недавно 8 8,и до сих пор нет ни достаточно продуманной классификации явлений,ни устоявшейся терминологии. Ниже мы попытаемся дать полный переченьизвестных в настоящее время электрооптических эффектов в ХЖК,разделив вещества по знаку диэлектрической анизотропии и характеруисходной текстуры (плоскостной или конфокальной), причем вначалебудет рассмотрен хронологически ранее изученный) случай жидкихкристаллов с Д е > 0.J

а) ХЖК с Δε >· 0. Наиболее просто дело обстоит, когда Δε > 0и имеется исходная конфокальная ориентация. При наложении на обра-зец электрического поля, превышающего %f~*n, происходит фазовыйпереход из холестерической фазы в нематическую. Величину пороговогополя рассчитывают, исходя из выражения для свободной энергии веще-ства в электрическом поле, аналогичного уравнению (3), но с учетомспиральной структуры ХЖК 8 9:

х - н _ π2

здесь р0 — шаг спирали в отсутствие поля, К22 — модуль вращательнойупругости.


Отметим близкую аналогию выражний (24) и (4). В случае переориен-тации НЖК пороговая напряженность поля соответствовала упругойдеформации с минимальным волновым вектором qi = nld, где d — тол-щина слоя. По той же причине для раскрутки спирали с шагом р0 ХЖКнужна такая напряженность поля, чтобы электростатической энергиибыло достаточно для упругой деформации с волновым вектором q0 « π/ρο·В отличие от (4), где [/0 соответствует началу деформации слоя, уравнение(24) описывает порог полной раскрутки спирали, поэтому неудивительнопоявление дополнительного множитещя π в (24). Фазовому переходуХЖК —>- НЖК, экспериментально обнаруженному в 9 0, предшествуетобласть напряжений, где наблюдается постепенная раскрутка спирали 9 1,сопровождаемая смещением максимума рассеиваемого света в длинно-волновую область спектра. При полях, превышающих %f~*n, ячейкастановится совершенно прозрачной (случай НЖК с перпендикулярнойориентацией).

Формула (24) подтверждена в 9 1, где с ее помощью определен коэффи-циент К22 для смеси эфиров холестерина. В работе 9 2 показано, что поро-говое поле не зависит от частоты вплоть до частот дебаевской релаксациидипольных молекул. В чистых ХЖК (р0 мало) пороговые поля по порядкувеличины составляют %§ "* « 105 в1см. В смесях холестерическихкристаллов с нематическими, которые тоже следует относить к ХЖК,шаг спирали существенно больше, чем в чистых ХЖК, и поэтому порогфазового .перехода понижен. Это открывает возможность использованияданного эффекта в практических целях (снятие рассеяния, характерногодля ХЖК, с помощью электрического поля 9 3 ). Нематико-холестериче-ские смеси с большой положительной Δε подробно исследованы в работе 9 4,где показана пропорциональность порогового напряжения С/о тол-щине ячейки d (§jf~*H = J7^""H/d « 5 · 10* в/см) и определены временаобратной релаксации от прозрачного состояния (НЖК) к непрозрачному(ХЖК), т в ы к л « 0 , 1 сек. Для частичной раскрутки спирали временарелаксации по данным 9 1 составляют единицы мсек.

Отметим, что фазовый переход ХЖК ->- НЖК наблюдается толькопри Δ ε > - 0 9 5 и имеет свой магнитный аналог 8 9 · 9 6 .

Плоскостная текстура при Δε > 0 менее устойчива, чем конфокаль-ная, особенно для нематико-холестерических смесей с большим шагомспирали. В этом случае теория предсказывает возникновение простран-ственно-периодических деформаций жидкого кристалла с пороговым полем,зависящим от геометрии ячейки. Эти деформации должны иметь местокак в отсутствие97, так и при наличии8 7 проводимости. Простейшейиз неустойчивостей является диэлектрическая, причина которой анало-гична рассмотренной для случая S-деформации НЖК с Δε > 0 (см.раздел а) гл. 3). При определенном значении напряженности поля (go)энергия диэлектрической поляризации оказывается равной упругойэнергии ХЖК. Квадрат пороговой напряженности зависит от шага спи-рали (ро) и толщины слоя ХЖК (d) и в случае р0 <С d определяется ихсредним геометрическим 9 7 *) (ср. с уравнениями (4) и (24):

Численная оценка порогового напряжения в смесях НЖК с ХЖК, гдер0 ~ 0,Id, дает величину U% « &γάΙρ0 « 2 0 — 30 в.

*) В работах 4 8 ! 8 7 не учтены граничные условия на электродах ячейки, так'чтоформула (25), а также (26), (27) должны рассматриваться как оценочные.


В отсутствие проводимости в ХЖК не возникает потоков веществаи деформационная картина носит чисто статический характер. При доста-точной проводимости в жидком кристалле может индуцироваться объем-ный заряд, приводящий к вихревому движению жидкости и связанномус ним рассеянию света. Это — электрогидродинамическая неустойчивость,аналогичная рассмотренной ранее ЭГД неустойчивости НЖК 4 8. Выра-жение для порогового поля ЭГД неустойчивости ХЖК на постоянномтоке (%%) , рассчитанное в 8 7, аналогично уравнению (25), если ε_|_&, ец^заменить на соответствующие величины а±ь, Оц л.

Поскольку поле %° пропорционально фактору (pod)~1/2, ясно, чтов нематико-холестерических смесях с большим шагом спирали порогнеустойчивости существенно ниже, чем в чистых ХЖК.

Экспериментально периодические деформации (ячеистая деформацион-ная картина) наблюдались в 9 8 на смесях эфиров холестерина, причемполучено качественное согласие с теорией Гелфриха 8 7 для зависимостипространственного периода картины (W) от толщины ячейки (в диапазоне6—80 мкм) и шага спирали (в диапазоне 380—660 нм):

В работе9 8 определено также время релаксации ячеистой структурыпосле снятия напряжения с электродов, т в ы к л л; 50 мсек.

Зависимость порогового поля от pod подтверждена в " · 1 4 7 на нема-тико-холестерических низкотемпературных смесях. Частотные зависи-мости пороговой напряженности поля Ш° (ω) описываются выражением(27), теоретически выведенным Гуро 10° по аналогии с рассмотрениемНЖК в 6 2:

здесь τ-ο = (ε|| + ε_[_)/4π (стц + σ±) — время диэлектрической релаксации,ζ2 = 1 — [Δε (β|, + ε_]_)/Δε (8ц -f σ±)]. Формула (27) предсказывает насы-щение порогового поля при увеличении частоты в области ωτο Э> 1> ч т о

и наблюдалось на опыте " . Для чисто диэлектрической неустойчивости(σ = 0) имеется магнитный аналог 9 7>1 0 1; ЭГД неустойчивость магнитногоаналога не имеет.

Рассмотренные выше периодические деформационные картины воз-никают не всегда. В случае тонких слоев ХЖК с малым шагом спирали(мало произведение pod) и малой величиной Δε порог возникновенияэтих неустойчивостей может быть настолько высок, что при повышениинапряженности поля вначале проявляются другие эффекты. Так, в рядеработ 8 8> 1 0 2 наблюдался сдвиг максимума селективного отражения в корот-коволновую область спектра. Такой «синий сдвиг» Я ш а х должен иметьместо, если под действием электрического поля происходит сжатие холе-стерической спирали, предсказанное Мейером для случая Кгг < Kss

8 9

(так называемая коническая деформация). Правда, экспериментальныеи теоретические результаты не удается согласовать между собой86.В работе 1 0 3 дается совершенно иное объяснение «синему сдвигу», которыйможет быть связан с несовершенствами плоскостной текстуры, отдель-ные участки которой по-разному ориентированы и имеют различныйпорог периодической неустойчивости. В результате разные участки приувеличении поля последовательно перестают давать свой вклад в отра-жение, приводя к кажущемуся эффекту «синего сдвига». Времена релак-сации и реакции эффекта «синего сдвига» и возможности их снижениядо значений порядка 0,1 сек исследованы в 1 0 4.


«Синий сдвиг» наблюдается в полях (2—5)· 10* в/см. При дальнейшемувеличении напряженности поля происходит поворот оси холестерическоиспирали на 90° (в соответствии со знаком Δε > 0) и плоскостная текстурапереходит в конфокальную 1 о 5 ' 1 о 6 . Последующее поведение ХЖК с уве-личением поля не отличается от того случая, когда конфокальная текстурабыла с самого начала, т. е. имеет место фазовый переход ХЖК в НЖКс пороговым полем, определяемым уравнением (24),

б) ХЖК с Δε < 0. В этом случае конфокальная текстура в какой-тостепени аналогична НЖК с Δε < 0 и исходной перпендикулярной ориен-тацией. Приложение электрического поля к электродам поворачиваетось спирали на 90° и переводит конфокальную текстуру в плоскостную(аналогично В-эффекту в НЖК). При этом пленка жидкого кристаллапереводится из рассеивающего состояния в прозрачное, оптически актив-ное. Впервые этот эффект наблюдался в 1 0 7 на нематико-холестерическихсмесях (стирание рассеяния), а интерпретация явления с помощью пред-ставлений о переходе одной текстуры в другую дана в 1 0 8. При наличиипроводимости в ХЖК с конфокальной ориентацией возможны ЭГД эф-фекты, и поэтому перевод в плоскостную структуру обычно наблюдаютна сравнительно высокой частоте (ω >• сос ~ 103 гц) 1 0 7 i 1 0 8 a , причемпорог переориентации нематико-холестерических смесей пропорционаленчастоте и концентрации холестерическои компоненты, т. е. 1/р0. В работе109

показано, что критическая частота, переводящая рассеивающее состояниепленки, характерное для конфокальной текстуры, в прозрачное (пло-скостная текстура) пропорциональна электропроводности и определяетсявременем диэлектрической релаксации вещества τ0 « Ало/г.

Плоскостная текстура устойчива по отношению к чисто диэлектри-ческим возмущениям, однако, как и в случае ХЖК с Δε > 0, в веществахс отрицательной диэлектрической анизотропией может возникать ЭГДнеустойчивость, если их электропроводность достаточно велика 8 7. Какпоказано в работах 9 5, 1 1 0

? для самого факта возникновения ЭГД неустой-чивости в ХЖК знак Δε не имеет значения. Пороговое поле на постоянномтоке в случае Δε < 0 повышается с уменьшением шага спирали 1 П

и дается теми же выражениями, что и в случае Δε ^> 0. С повышениемчастоты пороговое напряжение повышается, и в полной аналогии с НЖКс Δε < 0 имеются два режима — режим проводимости и диэлектрическийрежим " б . В режиме проводимости (ω < ω0) пороговое напряжениеувеличивается по мере приближения к критической частоте сос, завися-щей от электропроводности (см. уравнение (19)), в диэлектрическомрежиме (ω > шс) пороговое поле, как и для НЖК, пропорционально

ЛЭГД неустойчивость в нематико-холестерических смесях с Δε < 0

приводит к вихревому движению жидкости и полному нарушению исход-ной плоскостной текстуры. После снятия напряжения с электродов этанарушенная, сильно рассеивающая свет структура сохраняется и, та-ким образом, все явление выглядит как динамическое рассеяние «с па-мятью»107. Аналогичные эффекты наблюдаются и в чисто холестерическихсмесях 1 1 2.

Как показано в 1 0 S , остаточное рассеяние обусловлено переходомХЖК от плоскостной текстуры к конфокальной за счет вихревого движе-ния жидкости, а не образованием эмульсии107. Время существованияконфокальной текстуры, т. е. время «памяти» экспоненциально зависитот отношения толщины ячейки к шагу холестерическои спирали:

(28)

ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ

и изменяется от одной минуты до нескольких дней в диапазоне d/p0 от2 до 15 1 1 3 (А, В = const).

Т а б л и ц а IIЭлектрооптические эффекты в ХЖК *)

Δε

Тек-стура

%\

КТ, % χ

Раскруткаспирали

ФазовыйреходХЖК—»--^нжк

Δ ε >

h

(*)

пе-

(*)

*) Обозначения см

ПТ, % I) h

Периодические дефор-мации из-за диэлект-рической (σ = 0) (*)или ЭГД неустойчи-вости (αφΟί)

«Синий сдвиг» Х т а х (*)

Поворот оси спиралина 90° и переходк КТ (*)

Фазовый переход кНЖК при К 2 2 >> Кзз (·)

. в табл. I.

Δε < 0, ε

КТ, %χ_\ι

\\k>eJLh

ПТ, % || h

У при σ = 0

ЭГД неустойчивость; динамическоерассеяние света

Поворот оси спи-рали и переходк ПТ («стира-ние» рассея-ния) (*)

Образование КТиз-за движе-ния вещества(«память»)

Сводка всех электрооптических эффектов в ХЖК приведена в табл. II,где вещества разделены по знаку диэлектрической анизотропии и харак-теру исходной текстуры, конфокальной (КТ) пли плоскостной (ПТ).

5. ДРУГИЕ ПРИМЕРЫ ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИХ ЭФФЕКТОВ

а) С и е к τ и ч е с к и е ж и д к и е к р и с т а л л ы . По срав-нению с нематическими СЖК имеют более высокую степень ориентацион-ной упорядоченности и соответственно большую анизотропию диэлектри-ческой постоянной, которая в различных веществах может быть как отри-цательна 4 6 6 > 1 1 4 , так и положительна 115ΐ116. Однако вследствие большейвязкости и сильного сцепления с ограничивающими поверхностямиСЖК с трудом ориентируются внешним полем т . Так, если для наклонамолекул внутри смектического слоя (рис. 1, в) достаточно магнитногополя 10—15 кгс 1 1 6>1 1 8, то для переориентации смектических плоскостейтребуются поля 60 кгс и более П 6 .

Способность СЖК ориентироваться под действием электрическогополя была установлена еще в 30-е годы 1 1 8. В последнее время ориенти-ровку различных СЖК в электрических полях звуковой частоты подробноисследовал Карр 1 1 5, 1 1 6. Он показал, что на частотах, превышающих крити-ческую (ω ]> ω с ~ 1/т0, где τ0 — время диэлектрической релаксации),СЖК ориентируются полем в соответствии со знаком их диэлектрическойанизотропии. На низких частотах (ω < сос) часто происходит аномальнаяориентировка, вызванная анизотропией электропроводности Δσ = ац—σ ± ,причем в СЖК, как правило, Δσ < 0 вследствие более высокой подвиж-ности носителей заряда вдоль смектических плоскостей, т. е. перпенди-кулярно «директору» L. Таким образом, при наличии достаточной электро-проводности низкочастотное и постоянное поле ориентирует СЖК длин-

Л. М. БЛИНОВ

ными молекулярными осями перпендикулярно полю независимо отзнака Δε.

Пороговое поле возникновения доменной неустойчивости СЖК(~ 7000 в/см) примерно на порядок выше порога неустойчивости тогоже жидкого кристалла в нематической фазе, а период доменов существенноменьше. При повышении напряжения в СЖК наблюдается турбулентноедвижение, сопровождаемое интенсивным рассеянием света1 2 0. Умень-шение светопропускания СЖК в электрическом поле, сохраняющеесяи после снятия напряжения с электродов, обнаружено в ш .

Теория электрогидродинамических неустойчивостей СЖК рассмотренав 1 2 2 в рамках идеи Гелфриха *8, но с учетом жесткой связи «директора»со смектическими слоями и неравенства Δσ •< 0. Полученная частотнаязависимость порога возникновения неустойчивости аналогична соответ-ствующему результату для НЖК 5 2 в пределе γι->· <х>, где 7 t — коэффи-циент вязкости. Сравнить теорию с экспериментом пока не представляетсявозможным, так как еще не проведено систематических исследованийчастотного поведения СЖК в электрическом поле и, кроме того, не доста-точно данных по физическим параметрам этих веществ (вязкость, упру-гость, диэлектрические постоянные, электропроводность и т. д·.). Серьез-ную трудность представляет и получение заданной однородной ориента-ции СЖК в электрооптической ячейке. Имеется единственная работа т ,где исследовано электро- и термооптическое поведение слоев СЖК,однородно ориентированных смектическими плоскостями вдоль электродовс помощью поверхностно-активных веществ, и показана возможностьпрактического использования таких слоев в устройствах отображенияинформации.

б) Э φ е к τ « г о с т ь — х о з я и н » в п р и м е с н ы х НЖК.Способность НЖК ориентировать молекулы примесей известна уже давнои в настоящее время широко используется в спектроскопии т . Эффект«гость — хозяин» наблюдается при воздействии электрического поляна НЖК («хозяин»), содержащий в качестве примеси («гость») анизо-тропно поглощающие свет («плеохроичные») молекулы красителя. Еслипримесная молекула имеет вытянутую форму, она ориентируется длиннойосью вдоль молекул («директора») НЖК. При этом имеется ввиду средняяпо времени преимущественная ориентация, поскольку вращательноедвижение примесных молекул в жидком кристалле сохраняется (так жекак и вращение молекул самого НЖК). Вследствие ориентации молекулкрасителя, жидкокристаллический раствор обладает дихроизмом опти-ческого поглощения в видимой области спектра, который может бытькак положительным (D^ > D±), так и отрицательным (D\\ <С Dx)

1 2 5

в зависимости от расположения осциллятора дипольного перехода mотносительно длинной оси растворенной молекулы (Dj и Dx — оптическиеплотности раствора для вектора поляризации света е, параллельногои перпендикулярного «директору» НЖК).

На рис. 11, а изображена обычная электрооптическая ячейка с S-ори-ентацией НЖК, обладающего положительной диэлектрической анизотро-пией. В жидком кристалле растворен краситель, молекулы которогоимеют вытянутую форму, а осциллятор поглощения параллелен длиннойоси молекулы (этот случай типичен для красителей). В отсутствие поляоптическая плотность ячейки различна для поляризаций света е || L (2?ц)и eJ_L(Z>±). При наложении на ячейку электрического напряжения,превышающего порог S-эффекта (см. раздел а) гл. 3), жидкий монокристаллпереориентируется «директором» вдоль поля, увлекая за собой молекулыкрасителя (рис. 11, б). При достаточно большом поле оптические плотности


для света любой поляризации становятся одинаковыми Лц (Ш) == D± ($) = D± {% = 0), и, таким образом, имеет место изменение опти-ческой плотности Δ.Ο|| (Ш) = -Оц (0) — /)ц (Ш) для света, поляризованноговдоль исходного положения «директора». Впервые этот эффект наблю-дался в 1 2 в , более подробно исследован в 1 2 7 , где изучены электрооптическиехарактеристики ячеек в зависимости от концентрации красителя и напря-жения (в частности, максимальное значение АДц оказалось равным

Сдет

D

A (0)

^ / ί

Р и с . 11 . Эффект «гость — хозяин» в Н Ж К .а) Ориентация молекул красителя и спектры поглощения в поляризованном свете в отсутствие

поля; б) то же, но при включенном поле (молекулы красителя заштрихованы).

~ 1,5). Временные характеристики эффекта «гость — хозяин» подчиня-ются тем же соотношениям (9), (10), что и в случае деформаций НЖКэлектрическим полем. В работе1 2 8 описано переключение цвета ячеекс исходной В-ориентацией «директора» (см. рис. 4, в), а в работе 1 2 9 иссле-дована анизотропия люминесценции молекул, растворенных в НЖК.

в) Э ф ф е к т К е р р а . При температурах, существенно превышаю-щих температуру фазового перехода в изотропно-жидкое состояние(^нж)! вещества, образующие жидкие кристаллы, в электрическомполе ведут себя как обычные (полярные или неполярные) жидкости,обнаруживая эффект Керра. Однако при понижении температуры по мереприближения к Унж постоянная Керра жидкокристаллических веществв одних случаях 1 3 1 изменяет знак, в других 1 3 2. 1 3 3 резко возрастает,достигая значений, в 200 раз превышающих постоянную Керра нитробен-зола 1 3 4 . Эти аномалии объясняются наличием в изотропной жидкостизародышей жидкокристаллической фазы, т. е. молекулярных агрегатовс ближним ориентационным порядком 1 3 1 1 3 4, которые сильно понижаютполуволновое напряжение ячейки Керра, одновременно ухудшая еебыстродействие до значений 10~7 — 10~6 сек. В нематической фазе эффектКерра полностью маскируется другими, более сильными ориентационнымиэффектами рассмотренными в гл. 3.


6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ. О ВОЗМОЖНОСТЯХ ПРИМЕНЕНИЯ РАЗЛИЧНЫХЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИХ ЯВЛЕНИЙ

Главной особенностью тонких жидкокристаллических слоев являетсяих способность изменять оптические свойства под воздействием низкихнапряжений (вольты) при чрезвычайно малом потреблении мощности(10~6 — 10~4 вт/см2). Поэтому различные электрооптические эффекты,основанные на физических принципах, изложенных выше, в настоящеевремя находят или в ближайшие годы найдут самое широкое практическоеприменение135. Уже сейчас ведутся интенсивные промышленные раз-работки малогабаритных приборов (электронных ручных часов и кальку-ляторов) с использованием жидкокристаллических материалов в их«циферблатах» — индикаторах цифровой и буквенной информации 5,1 3 6,1 3 7.Для этих устройств, а также для аналоговых шкал электроизмеритель-ных приборов1 3 8 наиболее подходящими оказываются нематическиекристаллы, обладающие Т-эффектом или динамическим рассеянием света.Интенсивно исследуется возможность создания плоских жидкокристал-лических экранов (типа телевизионных) для отображения информациив реальном масштабе времени с использованием эффектов динамическогорассеяния (и, в частности, «с памятью»), фазового перехода ХЖК ->• НЖКи т. д. 1 3 7 .

Благодаря повышенному быстродействию фазовые модуляторы света,использующие S-эффект в НЖК, могут применяться в устройствах обра-ботки оптической информации, голографической технике, дефлекторах светаи т. д. 1 3 9 . В комбинации с фотополупроводниковыми пленками жидкокри-сталлические слои могут служить усилителями и преобразователямиизображений или средами для ИК фотографии 1 4 0.

С помощью холестерических и нематических жидких кристалловудается визуализовать распределение электрического потенциала принеразрушающем контроле интегральных схем и других объектов 1а.Эффект «гость — хозяин» в примесных НЖК предлагают использоватьдля создания цветных индикаторов информации1 2 7·1 4 2. Можно такжеполагать, что аномально большие постоянные Керра упорядоченныхжидкостей134 позволят создать быстродействующие модуляторы светас пониженным полуволновым напряжением.

НИИ органических полупродуктови красителей ,

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. И. Г. Ч и с т я к о в , УФН 89, 563 (1966).2. И. Г. Ч и с τ я к о в, Жидкие кристаллы, М., «Наука», 1970.3. G. W. G г а у, Molecular Structure and Properties of Liquid Crystals, N.Y., Acade-

mic Press, 1962.4. G. H. B r o w n , J. W. D о a n e, V. D. N e f f, A Review of the Structure and

Physical Properties of Liquid Crystals, L., Buttetrworths, 1971.5. J. C a s t e l l a n o , RCA Rev. 33, 296 (1972); A. S u s s m a n IEEE Trans.

Parts, Hybrids and Packaging PHP-8, 24 (1972); L . C r e a g h , Proc. IEEE 61,'814(1973).

6. А. П. К а п у с т и н , Электрооптические и акустические свойства жидких кри-сталлов, М., «Наука», 1973.

7. W. Z w e t k o f f , Acta Physicochim. URSS 16, 132 (1942).8. Ι. Β j δ r η s t a h 1, Ann. d. Phys. 56, 161 (1918).9. G. F r i e d e 1, Ann. de Phys. 19, 273 (1922); H . Z o c h e r , V. В i r s t e i n, Zs.

phys. Chem. A142, 186 (1929), M. J e z e w s k i , Zs. Phys. 51, 159 (1928);W. К a s t, Zs. Kristallogr. 79,146 (1931).

10. Β. Κ. Φ ρ e д е рТи к с, В. Η. Ц в е τ к о в, ДАН СССР 9 (4), 123 (1935); ActaPhysicochim. URSS 3, 880 (1935).


11. В. Н. Ц в е τ к о в, Уч. зап. Ленигр. пед. ин-та 10, 5 (1938).12 W. N. Z w e t k o i f , Acta physicochim. URSS 6, 885 (1937).13. F . C . F r a n k , Disc. Farad. Soc. 25, 19 (1958).14. H. G r u 1 e r, T. J. S с h e f f e r, G . M e i e r , Zs. Naturforsch. 27a, 966 (1972).15. П. Д. Б e ρ e 3 и и, И. Н. К о м п а н е ц, В . В . Н и к и т и н , С. Α. Π и к и н,

ЖЭТФ 64, 599 (1972).16. Н. J. D e u I i n g, Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 19, 123 (1972).17. A. S a u ρ e Zs. Naturforsch. 15a, 815 (1960); P. Ρ i η с u s, J. Appl. Phys. 41,

974 (1970).18. F. M. L e s 1 i e, Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 12, 57 (1970).19. H. G r u l e r , Zs. Naturforsch. 28a, 474 (1973).20. E. J a k e m a n , E. P. R a y n e s Phys. Lett. A39, 69 (1972); Orsay Liquid

Crystal Group, J. Chem. Phys. 51, 816 (1969).21. F. J. К a h n, Appl. Phys. Lett. 22, 386 (1973); E. J. К a h n, G. Ν. Τ а у 1 о r,

Η. S h o n h o r n , Proc. IEEE 61, 823 (1973).22. P. С h a t e 1 a i n, Bull. Soc. franc, miner 66, 105 (1943).23. D. В e r r e m a n , Phys. Rev. Lett. 28, 1683 (1972).24. J. L. J a n n i n g , Appl. Phys. Lett. 21, 173 (1972).25. J . E. P r o u s t , L. T e r - M i n a s s i a n - S a r a g a , E. G u y o n , Sol. State

Comm. 11, 1227 (1972); I. H a 1 1 e r, J. Chem. Phys. 57, 1400 (1972); T. U с h i -d a , H. W a t a n a b e, Japan. J. Appl. Phys. 11, 1559 (1972).

26. V. N e f f, L. G u 1 r i с h, G. B r o w n , Mol. Cryst. 1, 225 (1966).27. Т. О h t s u k a, M. Τ s u k a m о t o, Japan J. Appl Phys. 10,1046(1973).28. H. Г. Б а с о в, П. Д. Б e ρ e з и н, Л . М . Б л и н о в , И. Н. К о м π а н е ц,

В. Η. Μο ρ о з о в, В. В. Н и к и т и н , Письма ЖЭТФ 15, 200 (1972); П. Д. Б е -р е з и н , Л. М. Б л и н о в , И. Н. К о м π а н е ц, В . В . Н и к и т и н , сборник«Квантовая электроника», вып. 1(13), М., «Сов. радио», 1973, стр. 127.

29. а) М. F. S с h i е к е 1, К. F a h г е η s с h о η, Appl. Phys. Lett. 19, 391 (1971);6) R. A. S о r e f, M. J. R a f u s e, J. Appl. Phys. 43, 2029 (1971).

30. H. G r u 1 e r, G. Μ e i e r, Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 16, 299 (1972).31. Μ. Η a r e η g, E. L e i b a, G. A s s о u 1 i η e, ibid. 17, 361; Appl. Opt. 11, 2920

(1972).32. M. S с h a d t, W. Η e 1 f r i с h, Appl. Phys. Lett. 18, 127 (1971).33. M. S с h a d t, J. Chem. Phys. 56, 1494 (1972); С J. A 1 d e r, E. P. R а у η e ь,

J. Phys. D6, L33 (1973).34. G. Ε 1 1 i о t, D. Η a r ν e y, M . W i l l i a m s , Electron. Lett. 9, 399 (1973).35. Α. Β ο 1 1 e r, H. S с h e f f e r, M. S с h a d t, P. W i 1 d, Proc. IEEE 60, 1002

(1972); G. W. G r a y , K . J . H a r r i s o n , J. A. N a s h, Electron. Lett. 9, 130(1973); A. A s h f o r d , J. C o n s t a n t , J. K i r t o n , E. P. R a y n e s ,ibid., p. 118.

36. A. S a u ρ e, Angew. Chem. J. 80, 99 (1968); H. Д. С а м о д у р о в а, А. С. С о -н и н , Уч. зап. Иванове^. пед. ин-та 99, 89 (1972).

37. R. Μ е у е г, Phys. Rev. Lett. 22, 918 (1969); R. Μ е у е г, P . P e r s h a n , Sol.State Comm. 13, 989 (1973).

38. W. H a a s , J. A d a m s , J. F 1 a η η e r y, Phys. Rev. Lett. 25, 1326(1970).

39. D. S с h m i d t, M. S с h a d t, W. Η e 1 f r i с h, Zs. Naturforsch . 27a, 277(1972).

40. W. Η e 1 f r i с h, ibid. 26a, 833 (1971).41. А. П. К а п у с т и н , Л. К. В и с т и н ь, Кристаллография 10, 118 (1965);

Л. К. В и с τ и н ь, Кристаллография 17, 842 (1972).42. R. W i 11 i a m s, G. Η е i 1 m e i e r, J . Chem. Phys. 44, 638 (1966).43. Η. G r u 1 e r, G. Μ e i e r, Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 12, 289 (1971).44. G. I. S ρ г о к е 1, ibid. 22, 249 (1973).45. А. Р. X и π π e л ь, Диэлектрики и волны, М., ИЛ, 1960, § 31.46. a) D. Μ с L e m о г е, Е. F. С a r r, J . Chem. Phys. 57, 3245 (1972); F. R о η -

d е 1 е ζ, Sol. State Comm. 11, 1675 (1972); 6) W. F 1 i η t, E. F. С a r r, Mol.Cryst. and Liquid Cryst. 22, 1 (1973).

47. B. H. Ц в e τ к о в, Г. Μ. Μ и χ а й л о в, Acta Physicochim. URSS 8, 77 (1938);Ε. F. С а г г, J. Chem. Phys. 39, 1979 (1963).

48. W. Η e l f r i c h , ibid. 51, 4092 (1969).49. R . W i l l i a m s , ibid. 39, 384 (1963); А. П. К а п у с т и н , Л. С. Л а р и о н о -

в а , Кристаллография 9, 297 (1964); Л. К. В и с τ и н ь, А. П. К а п у с т и н ,Кристаллография 14, 741 (1969).

50. С. А. П и к и н , ЖЭТФ 60, 1185 (1971); Кристаллография 18, 445 (1973).51. а) Р. Α. Ρ е η ζ, G. W. F о г d, Phys. Rev. A6, 414, 1676 (1972); 6) P. Α. Ρ e η ζ,

4th Intern. Conference on Liquid Crystals, Kent, USA, 1972, Rept. No. 108.52. a) Orsay Liquid Crystal Group, Phys. Rev. Lett. 25,1642(1970); 6) E. D u b o i s -

V i о 1 e t t e , P. G. d e G e η η e s, Ο. Ρ a r о d i, J . de Phys. 32, 305 (1971).


53. F. M. L e s 1 i e, Quart. J. Mech. and. Appl. Math. 19, 357 (1966).54. Л. К. В и с т и н ь , ДАН СССР 194, 1318 (1970); Кристаллография 15, 594

(1970).55. W. G г е u b e 1, V . W o l f f , Appl. Phys. Lett. 19, 213 (1971).56. С. А. П и к и н, ЖЭТФ 61, 2133 (1971).57. W. Η. de J е и, С. J. G e r r i t s m a, J. Chem. Phys. 56, 4752 (1972); W. H. d β

J e u , C. J . G e r r i t s m a , P . V a n Z a n t e n , W. J . A . G o o s s e n s , Phys.Lett. A39, 355 (1972).

58. Μ. Φ. Γ ρ e б е н к и н, Г. С. Ч и л а я, В . Т . Л а з а р е в а , К. В. Р о й т -м а н, Л . М . Б л и н о в , В . В . Т и т о в , Сборник докладов II Всесоюзной на-учной конференции по жидким кристаллам (Иваново, 27—29 июня 1972 г.),Иваново, ИК АН СССР—ИГПИ, 1973, стр. 179.

59. W. Н. d e J e u , С. J. G е г г i t s m a, A. M. V a n Β ο χ t e 1, Phys. Lett. 34,203 (1971).

60. P. Α. Ρ e η z, Phys. Rev. Lett. 24, 1405 (1970).61. M. B e r t o l o t t i , S. L a g o m a r s i n o , F. S c u d i e r i , D. S e t t e .

J. Phys. C6, L177 (1973).62. D. Μ e у е г h о f e r, A. S u s s m a n, Appl. Phys. Lett. 20, 337 (1972).63. a) Orsay Liquid Crystal Group, сборник «Liquid Crystals 3», Ed. G. B r o w n

and M. L a b s , pt. II, L.—N. Y.—P., Gordon and Breach Sci. Publ., 1973,p. 711; 6) Y. G a 1 e r η e, G . D u r a n d , M. V e у s s i e, Phys. Rev. A6, 484

(1972).64. G. Η. Η e i 1 m e i e r, W. Η e 1 f r i с h, Appl. Phys. Lett. 16, 155 (1970).65. С D e u t c h , P . K e a t i n g , J . Appl. Phys. 40, 4069 (1969); E. W. A s 1 a k -

s e n , Β. Ι η e i с h e n, ibid. 42, 882 (1971).66. Т. О. С а г г о 1, ibid. 43, 767 (1972).67. N. F e 1 i с i, Rev. Gen. Electr. 78, 17 (1969); N. F e l i c i , R. T o b a z e o n et

al., Proc. IEEE 60, 241- (1972).68. R. T u r n b a l l , J . Phys. D6, 1745 (1973).69. Η. Κ ο e 1 m a n s, A. M. V a n Β ο χ t e 1, Phys. Lett. A32, 32 (1970).70. Α. Τ a k a s e, S. S a k a g a m i, Μ. Ν a k a m i ζ ο, Japan J. Appl. Phys. 12,

1255 (1973).71. Л. К. В и с т и н ь , А. П. К а п у с τ и Η, Опт. и спектр. 24, 650 (1968).72. G. Η. Η е i I m e i е г, L. Α. Ζ а η ο η i, L. A. B a r t o n , Proc. IEEE 56, 1162

(1968); IEEE Trans. Electron Dev. ED-17, 22 (1970).73. С. А. П и к и н , ЖЭТФ 63, 1115 (1972).74. Т. О. С а г г о 1, J. Appl. Phys. 43, 1342 (1972).75. Л. Д. Л а н д а у, Е. М. Л и φ ш и ц, Электродинамика сплошных сред, М.,

Физматгиз, 1959, гл. 14.76. D. J о η е s, L. G r e a g h, S. L u, Appl. Phys. Lett. 16, 61 (1970); G . A s s o u -

1 i η e, E. L e i b a, Rev. Techn. Thomson — CSF 1, 483 (1969).77. L. Т. С r e a g h, A. R. К m e t z, R. A. R e у η ο 1 d s, IEEE Trans. Electron.

Dev. ED-18, 672 (1971); L. S. С о s e η t i η о, ibid., p. 1192; С Η. С о о с h,Η. Α. Τ а г г у, J. Phys. D5, 125 (1972); Μ. Φ. Г р е б е н к и н и др., Кристалло-графия 18, 429 (1973).

78. A. S u s s m a n, Appl. Phys. Lett. 21, 269 (1972); J. N е h r i n g, Μ. S. Ρ e 11 у,Phys. Lett. A40, 307 (1972); R . C h a n.g, J. Appl. Phys. 44, 1885 (1973).

79. Α. Ι. Β a i s e, I. T e u с h e r, M. L a b e s, Appl. Phys. Lett. 21, 142 (1972);F. E. W a r g о с k i, A. L о r d, J. Appl. Phys. 44, 531 (1973).

80. P. A. W i η s о r, J . Colloid Sci. 10, 101 (1955); T. T a c h i b a n a , Μ. T a n a -k a, Bull. Chem. Soc. Japan 44, 116 (1971).

81. И. Г. Ч и с т я к о в , В. Η. А л е к с а н д р о в , Уч. зап. Ивановск. пед. ин-та77, 34 (1970).

82. F. R о η d e I e z, H. A r n o u l d , С. J . G e r r i t s m a , Phys. Rev. Lett. 28,735 (1972).

83. С. Μ a u g u i η, Bull. Soc. franc, miner. 34, 71 (1911).84. H. L. d e V r i e, Acta Cryst. 4, 215 (1951).85. R . B . M e y e r , Appl. Phys. Lett. 14, 208 (1969).86. С J. G e r r i t s m a , P. v a n Z a n t e n , Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 15,.

257 (1971).87. W. Η e 1 f r i с h, J. Chem. Phys. 55, 839 (1971).88. J. Η. Μ u 11 e r, Zs. Naturforsch. 20a, 849 (1965); Mol. Cryst. 2, 167 (1966);

W. J. H a r p e r , ibid., p. 325.89. P. G. d e G e η η e s, Sol. State Comm. 6, 163 (1968), R . M e y e r , Appl. Phys.

Lett. 12, 281 (1968).90. J. J . W y s o c k i , J . A d a m s , W . H a a s , Phys. Rev. Lett. 20, 1024 (1968).91. Η. Β a e s s l e r , M. L a b e s, ibid. 21, 1791; F. J . K a h n , ibid. 24, 209»

(1970).92. Η. Β a e s s 1 e r, M. L a b e s, J. Chem. Phys. 51, 5397 (1969).


93. a) G. И. Η е i I m e i e r, J. E. G o l d m a c h e r , ibid., p. 1258; б) G. Η. Η e i 1-m e i e r , L. A. Z a n o n i , J. E. G o l d m a c h e r , сборник «Liquid Crystaland Ordered Fluids», Ed. J . Johnson and R. Porter, N. Y., Plenum Press, 1970,p. 215.

94. T. O h t s u k a , M. T s u k a m o t o , Japan J . Appl. Phys. 12, 22 (1973);R. А. К a s h η о w, J. Ε. В i g e 1 о w, H. E. С о 1 e, С. R. S t e i η, Appl. Phys.Lett. 23, 290 (1973).

95. C. J . G e r r i t s m a , P. v a n Z a n t e n , Phys. Lett. A42, 127 (1972).96. E. S а с k m a n n, S, M e i i o o m , L. S n y d e r , J. Am. Chem. Soc. 89,.

5981 (1967); R. B . M e y e r , Appl. Phys. Lett. 14, 208 (1968); G. D u r a n d ,L. L e g e r , F. R o n d e l e z , M. V e y s s i e , Phys. Rev. Lett. 22, 227 (1969).

97. W. Η e 1 f r i с h, Appl. Phys. Lett. 17, 531 (1970).98. С J. G e г г i t s m a, P. va'n Ζ a n t e n, Phys. Lett. A37, 47 (1971).99. a) T. J. S с h e f f e r, Phys.' Rev. Lett. 28, 593 (1972); 6) F. R ο η d e 1 e ζ, Η. A r -

n o u l d , С J. G e r r i t s m a , ibid., p. 735.100. J . P. H u r a u l t , J. Chem. Phys. 59, 2068 (1973).101. F. R ο η d e 1 e z, J. P. Η u 1 i n, Sol. State Comm. 10, 1009 (1972).102. Η. Β a e s s 1 e r, M. L a b e s, J . Chem. Phys. 51, 1846 (1969); H. B a e s s l e r ,

T. M. L[a r ο η g e, M. L a b e s, ibid., p. 3213.103. С J. G e n i t s m a , P. vlan Ζ a n t e n, Phys. Lett. A42, 329 (1972).104. N. О г о n, M. L a b e s, Appl. Phys. Lett. 21, 243 (1972).105. J. W y s o c k i , J. A d a m s , W. H a a s , Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 8, 471

(1969).106. С J. G e r r i t s m a , ibid. 15, 257 (1971).107. G. H. H e i l m e i e r , J. E. G o l d m a c h e r , Appl. Phys. Lett. 13,132(1969);

Proc. IEEE 57, 34 (1969).108. a) W. Η a a s, J . A d a m s , J. B. F 1 a η η e r y, Phys. Rev. Lett. 24, 577 (1970);

6) W. Η a a s, J . A d a m s , G. D i r, Chem. Phys. Lett. 14, 95 (1972).109. Г. С. Ч и л а я, В. Т. Л а з a ρ e в а, Л. Μ. Б л и н о в, Кристаллография 18 f

203 (1973).110. F. R о η d е 1 е ζ, А. А г η о u I d, С. R. Ac. Sci. B273, 549 (1971).111. В. К е г 1 1 е η е ν i с h, А. С о с h e, J. Appl. Phys. 42, 5313 (1971).112. L. Μ е 1 a m i d, D. R и b i η, Appl. Phys. Lett. 16, 149 (1969); J. W y s o c k i ,

J . A d a m s , W . H a a s , Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 8, 471 (1969); W . H a a s ,J. A d a m s , J . Electrochem. Soc. 118, 1372 (1969).

113. J. P. H u l i n , Appl. Phys. Lett. 21, 455 (1972).114. W. Μ a i e r, G. Μ e i e r, Zs. phys. Chem. 13, 251 (1957).115. E. F. С a r r, Phys. Rev. Lett. 24, 807 (1970); цит. в 6 3 а сборник, р. 727.116. L. С h о u, E. F. С а г r, Phys. Rev. A7, 1639 (1973).117. И. Г. Ч и с τ я к о в, И. В. С у ш к и н, В. М. Ч а й к о в с к и и, Е. А. К о с -

т е ρ и н, Уч. зап. Ивановск. пед. ин-та 77, 3 (1970).118. R. W i s e, D. S m i t h, J . D о a n e, 4th Intern. Conference on Liquid Crys-

tals, Kent, USA, 1972, Rept. No. 30..119. V. F r e e d e r i c k s z , A. R e p j e v a , Acta Physicochim. URSS 4, 91 (1936).120. Л. К. В и с т и н ь, А. П. К а п у с т и н, Кристаллография 13, 349 (1968).121. R. A. S о г е f, сборник «The Physics of Оpto-Electron!с Materials», Ed. A. Wal-

ter, N. Y. —L., Plenum Press, 1971, p. 207, С. Т a n i, Appl. Phys. Lett. 19, 241(1971).

122. J. A. G e u r s t, W. J. A. G о о s s e η s, Phys. Lett. A41, 3"69 (1972).123. F. J. K a h n , Appl. Phys. Lett. 22, 111 (1973).124. A. S a u ρ e, Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 16, 87 (1972).125. E. S a c k m a n n , J. Am. Chem. Soc. 90, 3569 (1968); L. P o h l , Kontakte

(Merck), Nr. 1, 33 (1973).126. G. Η. Η e i 1 m e i e r , L. Α. Ζ a n ο η i, Appl. Phys. Lett. 13, 91 (1968).127. J . A. C a s t e l l a n o, Electronics 43, 64 (1970).128. J . А. С a s t e 11 a n о, цит. в »3б сборник, p. 293.129. Ε. S a c k m a n n , Chem. Phys. Lett. 4, 537 (1970); G. В a u e r, A. S t i e b ,

G. M e i e r , J. Appl. Phys. 44, 1905 (1973).130. P. G. de G e η η e s, Comm. Sol. State Phys. 3, 35 (1968).131. В. Н. Ц в е т к о в , Е. И. Р ю м ц е в , Кристаллография 13, 290 (1968).132. J. С. F i l i p p i n i , С. R. Ac. Sci. B275, 349 (1972).133. A. R. J о h n s t ο η, J . Appl. Phys. 44, 2971 (1973).134. M. S c h a d t , W. H e l f r i c h , Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 17, 355 (1972).135. Liquid Crystals and Their Applications, Ed. T. Kallard, N. Y., Optosonic Press,

1970.4 G. H. H e i l m e i e r , Sci. Amer. 222 (4), 100 (1970), N. A. L u c e , Electro-

Mcs 45, 93 (1972).K. G о о d m a n, J. Vac. Sci. and Technol. 10, 804 (1973).

. S о г е f, Appl. Opt. 9, 1323 (1970); Proc. IEEE 61, 384 (1973).

9 6 Л. М. БЛИНОВ

139. И. Η. К о м п а н е ц , П. Д. Б е р е з и н , А. А. В а с и л ь е в , В . В . Н и к и -т и н , Л . М . Б л и н о в , цит. в 5 8 сборник, стр. 274.

140. J . D . M a r g e r u m , J . N i m o y , S. Y. W o n g Appl. Phys. Lett. 17, 51 (1970);G. A s s о u 1 i η e, Μ. Η а г e η g, E. L e i b a , Proc. IEEE 59, 1355 (1971);M. И. Б a ρ Η и к, Л. Μ. Б л и н о в, Тезисы I Всесоюзной конференции по,бес-серебряным и необычным фотографическим процессам, ч. 2, Киев, КГУ, 1972,стр. 45.

141. К. Τ h i е s s e η, Т. Le] Τ u у e η, Phys. Stat. Sol. a l3, 73 (1972).142. E . G o r d o n , L. A n d e r s o n , Proc. IEEE, 61, 807 (1973).143. С. Г. Д м и т р и е в , ЖЭТФ 61, 2049 (1971).144. Μ. Φ. Γ ρ е б ё н к и н, Μ. И. Б а р н и к, Л. М. Б л и н о в, В . В . Т и т о в ,

Тезисы I Всесоюзной научно-технической конференции «Фотометрические изме-рения и их метрологическое обеспечение», М., 1974, стр. 86.

145. И. Г. Ч и с τ я к о в, Л. К. В и с τ и н ь, Кристаллография 19, 195 (1974).146. G. L a b r u n i e , J . R o b e r t , J. Appl. Phys. 44, 4869 (1973).147. Η. H e r v e t , J. P. H u r a u l t , F. R o n d e l e z , Phys. Rev. A8, 3055 (1973).

Documents

1974 г. Сентябрь Том 114, вып. 1 УСПЕХИ ФИ ЧЕСКИХ НАУКelibrary.lt/resursai/Uzsienio leidiniai/Uspechi_Fiz... · Жидкие кристаллы —