Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Исследование явлений светоиндуцированной переориентации директора в жидких кристаллах (обзор литературы) 9
ГЛАВА II. Исследование ориентационной нелинейности в мезофазе нематических жидшх кристаллов.беспороговая переориентация 25
1. Исследование нелинейного вращения эллипса поляризации световой волны в нематическом жидком кристалле 26
2. Ориентационная .нелинейность мезофазы нематического жидкого кристалла вблизи порога пере хода Фредерикса 39
3. Ориентационная нелинейность в поле коротких лазерных импульсов 47
4. Упорядочение структуры и увеличение прозрачности НЖК под действием лазерного излучения 52
ГЛАВА III. Исследование пороговой переориентации директора нематических жидких кристаллов.переход фредерикса под действием лазерных полей 58
1. Схемы экспериментов в гомеотропных слоях нематиков.Методика измерений 59
2. Исследование перехода Фредерикса в нематических жидких кристаллах под действием лазерных полей. Результаты экспериментов 63
3. Переориентация директора нематика в поле волны, локализованной у поверхности 77
ГЛАВА ІV. Взаимодействие слабых лазерных пучков с оптически управляемьм жидкокристаллическими ячейками 87
1. Принцип работы оптически управляемых жидкокристаллических ячеек с полупроводниковым фотослоем и возможность осуществления обращения волнового фронта излучения 89
2. Эксперимент по восстановлению волнового фронта слабых лазерных пучков при помощи оптически управляемой жидкокристаллической ячейки с фото полупроводниковым слоем 92
3. Оптически управляемый интерференционно-поляриза ционный фильтр на основе жидкого кристалла 98
ГЛАВА V. Исследование теплового воздействия лазерного излучения на структуру ориентированного жидкого кристалла 102
1. Влияние локального нагрева нематика на проявление ориентационной нелинейности 103
2. Экспериментальное исследование теплового воздействия лазерного излучения на ориентированный слой холестерика.Тепловая нелинейная оптическая активность 106
Заключение 117
Литература
- Ориентационная .нелинейность мезофазы нематического жидкого кристалла вблизи порога пере хода Фредерикса
- Исследование перехода Фредерикса в нематических жидких кристаллах под действием лазерных полей. Результаты экспериментов
- Эксперимент по восстановлению волнового фронта слабых лазерных пучков при помощи оптически управляемой жидкокристаллической ячейки с фото полупроводниковым слоем
- Экспериментальное исследование теплового воздействия лазерного излучения на ориентированный слой холестерика.Тепловая нелинейная оптическая активность
Введение к работе
Оптические исследования жидких кристаллов (Ж),(преимущественно термотропных) (см. [l-б] ), за последнее время приобрели значительный размах. Использование лазерных источников света значительно расширило область возможных экспериментов,позволяющих изучить разнообразные свойства этих удивительных сред.Основным свойством жидкокристаллических сред,отличающим их от изотропных жидкостей, является наличие ориентационной степени свободы длинных осей молекул,что характеризует их пространственную упорядоченность в жидком анизотропном веществе.Этим обуславливается^ частности,высокая чувствительность структуры Ж к внешним механическим,электрическим, магнитным и термическим воздействиям,что позволяет легко управлять их свойствами.Благодаря этому,жидкие кристаллы в последнее время нашли практическое применение в самых современных областях науки и техники [4-б] .
Структурные превращения в жидких кристаллах приводят к радикальным изменениям их свойств.При этом наиболее ярко проявляются изменения оптических свойств тонких слоев Ж,чем обусловлен большой интерес к их оптическим исследованиям таких слоев.
В общем ряду оптических методов измерений характеристик вещества особое место занимают нелинейно-оптические методы исследования [7-8] .Получаемая здесь информация является наиболее полной. Эти методы,делая возможным получение информации об отдельных атомах и молекулах и об их взаимодействии,позволяют решать целый ряд принципиальных задач науки и техники.Однако,переложение задач нелинейной оптики на жидкие кристаллы имеет ряд особенностей в связи со специфическим строением этих сред.Результаты исследований жидких кристаллов методами нелинейной оптики [9,Ю] содержат новую информацию о структуре и симметрии этих сред [ II ] .Нелинейные эффекты разных порядков позволяют в области фазовых переходов,
представляющих особый интерес в физике,получать информацию о высших моментах ориентационной функции распределения.
Важной чертой оптических,в том числе и нелинейно-оптических методов исследования в жидких кристаллах,является возможность их локального применения,т.е. изучения явлений происходящих в малых областях жидкокристаллических слоев,что уменьшает роль непосредственного влияния,как несовершенства структур слоев и градиентов температуры,так и различных побочных факторов (конвекционные потоки, деформации из-за гравитации и т.п.) на исследуемые явления.Благодаря этому подобные исследования,"трудоемкие" для других сред, становятся сравнительно легко осуществимы.
С другой стороны,использование жидких кристаллов существенно расширило и возможности самой нелинейной оптики.После обнаружения ориентационных оптических нелинейностей "гигантских" величин в мезофазах жидких кристаллов [I2-I9J выявились новые интересные стороны поведения ориентированных слоев Ж в световых полях. Оказалось, что уже достаточно слабые световые поля способны искажать структуру жидкого кристалла,тем самым меняя его оптические свойства.Шогие, ставшие классическими,эффекты нелинейной оптики стали возможными в пучках непрерывных лазеров.Например, самофокусировку, самодифракцию обращение волнового фронта (ОКБ) удается наблюдать и в пучках маломощных непрерывных лазеров.Вместе с тем обнаружились и явления,имеющие место только в жидкокристаллических средах [ю] . Необходимо отметить,что из-за пространственной дисперсии оптических восприимчивостей Ж на внешнее воздействие они порою реагируют нелокальным образом.Кроме того, способность холестерических и смектических Ж образовывать чувствительные к световым воздействиям периодические структуры с периодом порядка длин световых волн [ 1-6,15,16] делает возможными исследования нелинейных взаимодействий волн в периодических ере-
дах и их эффективное управление.Эти эффекты наиболее интересны в области фазовых переходов,где сильно меняются характеристики среды.
Способность Ж реагировать на слабые световые поля сделала актуальными исследования возможностей их использования в качестве сред для осуществления ОЩ [20-22] .Появилась возможность восстановления волновых фронтов световых пучков достаточно низких интенсивностей, что особенно важно для осуществления компенсации искажений волновых пучков при передаче информации с помощью света через атмосферу,при оптической локации и самонаведении и т.п.
Для всестороннего и глубокого понимания физических свойств жидких кристаллов стало необходимым и актуальным исследование явлений происходящих на механизмах светоиндуцированных нелинейных изменений структур жидких кристаллов,экспериментальное обнаружение и изучение специфических особенностей этих явлений с целью отыскания возможностей их практического применения.
Настоящая диссертационная работа посвящена экспериментальному исследованию нелинейно-оптических ориентационных явлений в жидких кристаллах при воздействии световых волн, обнаружению и выявлению специфических особенностей нелинейных светоиндуцированных пороговых и беспороговых переориентации директора Ж,а также исследованию эффектов,возникающих из-за теплового воздействия лазерного излучения на НЖК [23-35] .
В первой главе проведен анализ опубликованных по настоящее время работ посвященных исследованиям светоиндуцированных нелинейных явлений в жидких кристаллах.
Во второй главе диссертации исследованы явления изменения ориентации эллипса поляризации проходящего через НЖ света на механизме ориентационной оптической нелинейности и поведение этой нелинейности вблизи неоптического перехода Фредерикса в НЖ.Пред-
ставлены результаты экспериментального наблюдения переориентации директора НЖ в полях коротких лазерных импульсов и упорядочения структуры НЖ при воздействии непрерывного лазерного излучения [ 23-26 ] .
Третья глава посвящена исследованиям светоиндуцированных пороговых переориентации директора в жидких кристаллах.Обсуждается методика определения порогового значения интенсивности по динамике процесса.Приводятся результаты исследований светоиндуци-рованного перехода Фредерикса (СШ?) в НЖ при воздействий непрерывного и импульсного излучения.Обнаружены и исследованы пороговая и беспороговая переориентации директора НЖ в поле поверхностной световой волны, получаемой при полном внутреннем отраже- -нии света на границе стекло-НЖ [ 27-31 ] .
В четвертой главе изучено взаимодействие световых волн с оптически управляемыми жидкокристаллическими ячейками.Представлены результаты экспериментального восстановления волновых фронтов слабых (несколько микроватт) световых сигналов с помощью ячейки с фотополупроводниковым слоем [32-33] .Обсуждается работа нового оптически управляемого поляризационно-интерференционного фильтра на основе жидкого кристалла [ 34 ] .
В главе У исследуется влияние нагрева Ж среды при воздействии лазерного излучения на процесс переориентации директора. Исследовано явление тепловой нелинейной оптической активности ХЖ [26,27,35] .
В заключении кратко сформулированы основные результаты диссертации.
На защиту выносятся:
I.B мезофазе НЖ происходит нелинейное вращение эллипса поляризации наклонно падающего светового пучка на механизме ориен-тационной нелинейности мезофазы.
2.Вблизи порога перехода Фредерикса в квазистатическом электрическом поле происходит увеличение ориентационной нелинейности по закону типа закона Кюри-Вейсса.
З.В поле локализованной у поверхности световой волны,получаемой при полном внутреннем отражении от границы стекло-планарно ориентированный НЖК,при условии малости энергии сцепления НЖ с поверхностью стекла,может иметь место светоиндуцированныи переход Фредерикса.Существует временное запаздывание реакции НЕК на световое воздействие при СПФ в гомеотропных слоях нематиков.
4.В оптически управляемых жидкокристаллических ячейках с фотополупроводниковым слоем реализуется обращение волнового фронта световых сигналов микроваттных интенсивностей.
5.Локальное термическое воздействие лазерного излучения на спиральную структуру холестерического жидкого кристалла приводит к появлению нелинейного вращения плоскости поляризации излучения.
Все результаты,изложенные в диссертационной работе,получены соискателем лично.В работах,выполненных в соавторстве,соискателю принадлежит сборка экспериментальных установок,разработка методик измерений и реализация экспериментов.Автор принимал непосредственное участие в интерпретации результатов изложенных в диссертационной работе.
Ориентационная .нелинейность мезофазы нематического жидкого кристалла вблизи порога пере хода Фредерикса
Отметим,что величина Р ЙЛ практически не зависела от длительности tr облучения образца при V 10 с. При используемых значениях интенсивностей, для необыкновенной волны наблюдалась самофокусировка света, тогда как для обыкновенной волны изменения расходимости не происходило.
Для понимания хода зависимости,изображенной на рис.7 заметим, что геометрия эксперимента (угол между плоскостью колебаний вектора и директором 10) ограничивает изменение ориентации большой оси эллипса в пределах угла 2& лх 20; а2/&х 0,17. Имеющая место переориентация директора по данным экспери лНЛ л мента поворачивает эллипс на угол у 3,8 ,что соответствует величине нелинейной фазовой добавки Ц 0,16П .Одновременнов уменьшение отношения 4/оь показывает,что достигается почти линейная поляризация.Отмеченным же уменьшением скорости роста угла J3 вблизи pv, при постоянной скорости роста разности фаз АСР можно объяснить поведение величины ВНА при значениях интенсивностей больших 160 Вт/см . Вычисленное при интенсивности Р =200 Вт/см значение нелинейной константы по формуле (14) равно &2. 0,004 см3/эрг.
Оценка порядка величины нагрева среды, при значениях Р = =200 Вт/см2, « Юс и теплоемкости МББА С » 500 Дж/моль.К0 [85] , дает Р - /С я, 4.
В эксперименте роль нагрева была выяснена получением зависимости времени развития дефокусировки необыкновенного луча, т.е.,когда из-за уменьшения показателя преломления необыкновенного луча И-е. при нагреве компенсируется его рост из-за переориентации директора (подробнее см.ГЛ.У). Получилось,что существенное действие тепла за время Нґ 10 с происходит при ин о тенсивностях p 850 Вт/см . Отметим еще следующее: исходя из описанного выше явления поворота поляризации, систему 7-НЖ-8 можно использовать в качестве устройства ограничения мощности сравнительно сильных световых пучков в выбранном диапазоне интенсивностей при условии,что ось анализатора 7 перпендикулярна направлению колебаний Е ,линейно поляризованного света.
Теоретическое рассмотрение. При наложении на ячейку с НЖ электрического Ео или магнитного Но поля (как статического, так и радиочастотного) однородная ориентация директора НЖ в ячейке может оказаться неустойчивой - так называемый переход Фредерикса (Ш?) (см.,например, [1-4] ). Вблизи порога этой неустойчивости система становится "мягкой",т.е. более восприимчивой к внешним воздействиям [241 .
Для ясного представления взаимодействия световой волны с такой средой рассмотримгомеотропно ориентированную ячейку с НЖ толщиной 0-4 2, L ,на которую наложено статическое или радиочастотное поле Е=Ео"вг &4] .Световая волна Е (г) имеет волновой вектор \ = tciOffbcCet Smolej)и поляризацию О.- яп -овь ) т.е. соответствует необыкновенной волне.Плотность свободной энергии F (эрг/см3) и диссипативной функции R. (эрг/см3с) запишем в виде: -где Ки К22 Кзз Сдин)-константы Франка, & =-А61 есть анизотропия статической диэлектрической проницаемости,которая выбрана отрицательной для осуществления перехода Фредерикса в гомеотропной ячейке, а,- &и &L -анизотропия диэлектрической проницаемости на световых частотах, (пуаз) - константа релаксации.Как для ориентационной нелинейности,так и для Ш вблизи порога неустойчивости основную роль играет низшая пространственная гармоника возмущения директора
Исследование перехода Фредерикса в нематических жидких кристаллах под действием лазерных полей. Результаты экспериментов
Приведем результаты экспериментального исследования СШ . Помимо измерения порогового значения интенсивности света,проведены исследования динамики процесса, а также надпороговой стационарной структуры распределения ориентации директора НЖК. Характерная картина СШ? следующая: до достижения величины F -чЭКСЛ- г\ }по?. никакие изменения расходимости пучка на экране в не наблюдаются.При Р R p" наблюдается резкое изменение расходимости и появление кольцевой структуры (см.рис.15 ).Дальнейшее увеличение интенсивности приводит к замедлению и остановке роста расходимости и количества колец.
Во время экспериментов были использованы две отдельные непрерывные линии излучения аргонового ионного лазера с Хі=0,48мкм и Xz =0,51 мкм. Излучение было одномодовым с линейной поляризацией и волновым вектором,направленным вдоль директора НЗВК.
При фокусировке излучения с XL =0,48 мкм линзой с фокусным расстоянием . =5см (диаметр пучка в ячейке а 70 мкм) в ячейку с НЖ МББА толщиной \_ =50 мкм до достижении значения мощности падающего излучения W 100мВт изменения расходимости после ячейки не наблюдалось.При дальнейшем увеличении мощности наблюдалось резкое увеличение расходимости с появлением аббера-ционных колец. Такая же картина наблюдалась и при % =0,51мкм для гомеотропной ячейки с Lz =250мкм при фокусировке линзой с \ =50 см (диаметр фокальной перетяжки d 280 мкм),начиная со значений W около 73мВт.
На рис.16а приведена динамика появления колец в поле линейно поляризованной световой волны ( У =0,51 мкм) интенсивности 212 Вт/см для ячейки с НЖ 5ЦВ толщиной Lz =250 мкм.Значения для половинных колец N1/2 = 0,5 /2 получены из отраженной назад со второй подложки ячейки;картины кольцевой структуры.Определенное из этого графика с помощью формулы (28) значение величины Г равно Г =0,036 с . Соответственно, пороговая интенсивность перехода из формулы (29) при значениях параметров для 5ЦБ У =0,89 пуаз; К,« =6.10-7 дин; К35 =8,5.Ю 7дин; & = =0,62; „ =2,99; &± =2,37 будет равна Рп сП =119 Вт/см2.На
Заметно увеличение скорости образования колец от интенсивности. На рис.17 приведена зависимость величины порога СШ от отношения диаметра пучка d к толщине ячейки ( Lz =250мкм),откуда следует , что с уменьшением размера пучка в среде растет величина порога СПФ.Величина же пороговой интенсивности для ячейки L_L =50мкм оказалась равной Ro"" » 2,6кВт/см .
На рис.18 представлена зависимость величины угла расходимости (9 выходящего из ячейки излучения от интенсивности падающего для ячейки с МББА толщиной 50 мкм ( Хл =0,48 мкм).
Для учета влияния тепла на СШ? (подробнее см.Гл.У) измерения были повторены с циркулярно поляризованным светом,который получался введением в линейно поляризованный пучок света пластинки ХМ .Поскольку в поле циркулярно поляризованной световой волны СШ может происходить лишь при интенсивностях,дважды превышающих пороговую величину интенсивности линейно поляризованной волны,то для значений Р 2.РпоР изменение расходимости излучения обусловлено только нагревом жидкого кристалла.Вычитывая график (а) из (в) получим зависимость @ от Р обусловленную только ориентационным механизмом нелинейности.сказаниями теории [56,89] . Для этого воспользуемся формулой С25) работы [ 89 1 записанной в виде yJ.CX) _ ,. Ж (и.) хихГ ЇШ с30) где %=STQL/l, ; Cc/L - отношение радиуса пучка к толщине ячейки» Xofc) HJ&i(&0 " модифицированные функции Бесселя. График функции X LOO/JoC ) приведен на рис.19. Для данного значения И нужно определить по таблицам модифицированных функций Бес-селя правую часть уравнения (30), затем с помощью графика функции XJt (х.у.Іо(х)определить значение Хо, ,являющееся решением (30). Пороговая интенсивность светового поля определится тогда из уравнения
Для ячейки с МББА толщиной 50 мкм получим величину пороговой интенсивности,равную Р«оР 2,4 кВт/см , а для НЖ 5ЦБ толщиной 250 мкм - Р - 126 Вт/см . Как видно, эти значения хорошо согласуются с измеренными в экспериментах.Отличие составляет всего 8 и 6%, соответственно,что может быть обусловлено как приближениями теории, так и неточным совпадением параметров использованных НЖ с приведенными в литературе. В ходе одного из экспериментов были зарегистрированы периодические изменения расходимости излучения во времени,подобные описанным в работе [62 ]
Эксперимент по восстановлению волнового фронта слабых лазерных пучков при помощи оптически управляемой жидкокристаллической ячейки с фото полупроводниковым слоем
I.Экспериментальная установка (рис.26). Излучение одномо-дового непрерывного гелий-кадмиевого лазера І ЛПМ-ІІ С Я -=0,44 мкм), проходя через систему сменных светофильтров 2 служащих для изменения интенсивности, входит в телескоп 3, где после расширения пучка до диаметра пятна 2,5 см и пространственной фильтрации попадает на полупрозрачное зеркало 4.80% падающей интенсивности отделяется и после ослабления используется в качестве опорного пучка.Прошедшие через зеркало 4 около 6% исходного излучения используются как предметный пучок.Он проходит через фазовую пластинку 5, в результате чего его расходимость увеличивается примерно в 5 раз.Фазовая пластинка была получена путем травления стеклянной пластинки в плавиковой кислоте.Линза 7 ( = =100 см отображает фазовую пластинку на ячейку в масштабе 1:1.
Ячейка была съюстирована так, чтобы отраженный от нее опорный пучок составлял с падающим малый угол с/ї 2,3.10-3 рад. В такой схеме наблюдается ОВФ с поворотом (см. [ 97 \). Этот режим ОВФ с плоской отражательной голограммой возможен, благодаря слабой зависимости эффективности ОВФ от угла расстройки опорных волн для плоских отражательных голограмм.ОВФ с поворотом позволяет легко регистрировать обращенную волну в чистом виде.
Мощность опорной волны контролировалась по ее отражению от ячейки фотоэлементом типа Ф4. Такими же фотоэлементами в ходе эксперимента измерялись и интенсивности всех остальных пучков.
Угол между сигнальной и опорной волнами выбирался таким,чтобы пространственная частота интерференционной картины составляла 30 лин/мм, (частотно контрастная характеристика использованной ячейки имела полуспад на частоте около 50 лин/мм).
В эксперименте была использована оптически управляемая жидкокристаллическая ячейка, работающая на отражение [82 ] ,толщиной слоя НЖК БМАОБ 5 мкм. Коэффициент отражения ячейки при малых мощностях световой волны и в отсутствие напряжения на электродах составлял R. 5%. Напряжение частотой 200 Гц получалось от генератора ГЗ-33.Вектор поляризации Е лазерного излучения был направлен вдоль директора планарно ориентированного слоя НЖК.Все измерительные фотоэлементы были соединены с микроамперметрами, а расходимость обращенной волны регистрировалась фотографическим способом.
.Результаты эксперимента . На рис.27 приведена зависимость фазы необыкновенной волны от интенсивности падающей световой волны для использованной ячейки.
При мощности опорной волны 10 мкВт, что соответствова-ло интенсивности 70 мкВт/см и п[оа. 3,5 мкВт/см при соотношении Jft / зд 3, был зарегистрирован эффект обращения волнового фронта сигнальной волны с поворотом.При увеличении мощности опорной волны от 10 мкВт до 90 мкВт при условии сохранения примерно того же соотношения между интенсивностями сигнальной и опорной волн, доля обращения оставалась приблизительно постоянной и составляла 35%-40% при коэффициенте отражения 1%, Отметим,что дифракционная эффективность полученной голограммы в направлении обращенной волны была 0,06.
Оценка теоретически возможной величины коэффициента отражения, в условиях описанного эксперимента, дает
Для времени установления сигнала ОШ получено значение 8 с. На рис.28 приведены фотографии сечений пучков сигнальной волны до I, после фазовой пластинки 2 и после восстановления 3. Расходимость обращенного пучка приблизительно в 1,3 раза превышает расходимость сигнального пучка .Такое восстановление,вероятно, связано с неидеальным оптическим качеством использованной ячейки. Разумеется, использование еще более качественных и высокочувствительных ячеек для восстановления волнового фронта слабых световых пучков открывает новые возможности их применения,например,для коррекции изменений, вносимых атмосферой в линиях оптической лазерной связи, в лазерной локации и т.п.
Экспериментальное исследование теплового воздействия лазерного излучения на ориентированный слой холестерика.Тепловая нелинейная оптическая активность
Как известно, холестерические жидкие кристаллы обладают естественной оптической активностью [ 1-4,103,104 ] .Хорошо изученный эффект зависимости гиротропии ХЖ от температуры позволяет наблюдать явление тепловой нелинейной оптической активности (ТНОА) [l05 ] в планарно ориентированных образцах ХЖ.ТНОА наряду с явлениями нелинейной оптической активности,связанной с нелинейностью пространственной дисперсии в среде [ 106 ] обусловленной анизотропией нелинейного поглощения [ 107 ] и обусловленной структурными изменениями среды [ 19,108 ] , входит в новый класс сравнительно мало изученных нелинейных оптических эффектов самовоздействия.
Возможность использования импульсного лазерного нагрева позволяет изучить динамику поведения ХЖ при его термическом воз - 107 І,
Зависимость времени компенсации нелинейных фазовых добавок при самофокусировке света в НЖ из-за нагрева. буждении, не наблюдаемую, разумеется, в стационарных условиях эксперимента.Кроме того, лазерный нагрев действует на область порядка нескольких десятков микрон, что позволяет исследовать несовершенных образцов УЖ.
Для обнаружения и исследования влияния лазерного нагрева на структуру ориентированного УЖ была изготовлена ячейка типа "сэндвич" толщиной 50 мкм из двух кварцевых плоскопараллельных пластин толщинами 2 мм, одна из которых для задания начального граничного условия натиралась полировальным порошком (см.рис.4г). После изготовления ячейка заливалась холестерическим жидким кристаллом холестерилолеилкарбонат сн3(сн2 сн=сн(снд-о-с ос„н« с молярной массой 680, который находится в жидкокристаллической фазе в интервале температур 10 26С, что учитывая чистоту этой холестерической среды, делает его использование в экспериментах достаточно удобным.Некоторые особенности поведения этого вещества при плавлении и в изотропном состоянии,связанные со спонтанным разрушением олеиновых связей под действием кислорода приведены в работе [l09] .Такого окисления можно избежать,исключая кислород из окружения ХЖК.На рис.33 показана гиротропия планарного образца холестерилолеилкарбоната.
Для получения гомогенной спиральной структуры ячейка с ХЗЖ нагревалась до температуры около 30С и охлаждалась.После легкого движения одной из кварцевых подложек в ячейке устанавливалась однородная спиральная структура ХйК с шагом 3000 JL Затем ячейка с ЖК помещалась в фокус линзы 3 ( =0,5м) Ссм.рис.34).Ориентация оси холестерической спирали совпадала с направлением волнового вектора лазерного излучения, что соответствовало установлению - 109 28 UC Рис.33 Гиротропия планарного образца холестерилолеил-карбоната. - no холестерическая спираль I \ 2 З о,6з мкм Ґ 5 Рис.34 Схема эксперимента по исследованию теплового воздействия лазерного излучения на структуру ХЖК. I-гелий-неоновый лазер, 2-призма Глана, 3-ахромати-ческий объектив, 4-термостат с ячейкой ХЖК, б-призма Глана, 7-дисперсионная призма, 8-Щ %{? лазер, Л-линза, - Ill ячейки с ХЖ перпендикулярно пучкам лазеров.
Зондирующее излучение гелий-неонового лазера (3 =0,63 мкм) создавало в фокусе линзы 3 плотность мощности » I Вт/см и никаких тепловых и ориентационных эффектов не производило . Импульсное излучение четвертой гармоники АИГ: Nd3+ лазера ( Хг= 0 266мкм длительностью 2 10нс с размером пучка в ячейке d 500 мкм производило локальный нагрев ХЖ,находящегося при постоянной температуре, равной 12С (длина волны \ полностью поглощается в ХЖ холестерилолеилкарбонате: см.рис.35). Измерения изменении величины оптического вращения при поглощении энергии импульса лазера производились по дифференциальной методике, описанной в п.З I Гл.П. Для количественных вычислений, как было отмечено, нужно знать временной ход изменения пропускания ячейки Jl ( t ). На рис.36 приведены характерный вид функций JU- ( "t ), а также зависимость величины амплитуд cJ 1 и $ от плотности энергии нагревающего импульса, полученные при отсутствии анализатора 6 (см.рис.34). Легко заметить, что до значения плотности энергии нагревающего импульса равного 0,5 , ( R, 100 мДж/см ) происходит только увеличение мутности ХЖК, тогда как дальнейшее увеличение энергии нагрева приводит к появлению достаточно корот-коживущего прозрачного состояния.Учитывая, что энергии нагрева, соответствующие величинам 0,5(2 и больше на рис.36,достаточны для осуществления фазового перехода ХЖ - изотропная жидкость (ИЖ) легко понять механизм образования подобного изменения функции /&с( t ) После поглощения энергии в фокальном объеме происходит резкая тепловая деформация структуры ХЖ, что приводит к увеличению подвижности молекулярных образований и амплитуды флуктуации директора (пик 2).
