Коэффициент пропускания света ферронематиком при ориентационных переходах в магнитном поле Текст научной статьи по специальности «Физика»

ВЕСТНИК ПЕРМСКОГО УНИВЕРСИТЕТА

2010 Физика Вып. 1 (38)

УДК 538.91

Коэффициент пропускания света ферронематиком при ориентационных переходах в магнитном поле

О. Р. Семенова, А. Н. Захлевных

Пермский государственный университет, 614990, Пермь, ул. Букирева, 15

В работе произведен расчет коэффициента пропускания света ферронематическим жидким кристаллом, закрученным внешним магнитным полем. Определены зависимости коэффициента пропускания от материальных параметров ферронематика, энергии сцепления с границами слоя и напряженности магнитного поля.

Ключевые слова: ферронематик, коэффициент пропускания.

1. Введение

Ферронематики представляют собой суспензии иглообразных магнитных частиц на основе нематических жидких кристаллов и являются оптически одноосными средами. Известно, что ориентация оптической оси (директора) ферронематика в магнитном поле определяется диамагнитным взаимодействием молекул нематика с полем, а также опосредованным влиянием ферромагнитного взаимодействия добавленных в жидкий кристалл частиц с магнитным полем.

В работе рассматривается слой ферронематика, ограниченный двумя твердыми идентичными поверхностями. Потенциал взаимодействия ферронематика с этими поверхностями имеет вид

FS = 1W0 sin2 0(1 -Сsin2 0), (1)

где 0 - угол между осью легкого ориентирования e = (1, 0, 0) и директором n, W0 - поверхностная плотность энергии сцепления молекул ЖК со стенками ячейки, С ^ [-1,1] - параметр поверхностной

анизотропии. При Wo > 0 потенциал (1) в зависимости от значений параметра С имеет один или два минимума. Потенциал (1) использовался ранее в работах [1-5], в которых было показано, что при С > 0 в нематиках и суспензиях на их основе происходят индуцированные магнитным полем переходы Фредерикса первого рода, в то время как для С < 0 при тех же условиях - переходы второго рода.

Добавление малой доли магнитных частиц в нематический жидкий кристалл не ухудшает его оптических характеристик, а наоборот, способствует его более легкой переориентации в магнитном поле. Пусть на поверхности магнитных частиц создано гомеотропное сцепление молекул жидкого кристалла, а ферронематик обладает положительной анизотропией магнитной восприимчивости. Магнитное поле, направленное параллельно обкладкам слоя поперек оси легкого ориентирования, приводит к закручиванию директора по толщине ячейки (см. рис. 1). Если перпендикулярно ограничивающим пластинам падает линейно поляризованная параллельно направлению е световая волна, т.е. вдоль оси закручивания директора, то слой ферронематика в магнитном поле можно рассматривать как анизотропную среду с кручением. В любой точке такой среды имеются две волны (обыкновенная и необыкновенная), линейно-поляризованные вдоль “локальных” главных осей. Направления поляризации волн будут испытывать поворот в соответствии с поворотом “локальных” главных осей нематика при распространении волн вдоль оси кручения, в то же время разность фаз

Рис. 1. Геометрия задачи

© О. Р. Семенова, А. Н. Захлевных, 2010

этих двух волн останется той же, что и в незакру-ченной нематической среде. Данное явление называют адиабатическим отслеживанием поляризации [6]. Такое оптическое свойство интересно при использовании нематических твист-ячеек, которые закручивают плоскость поляризации световой волны [7].

В рассматриваемом слое ферронематика происходят аналогичные процессы, однако углы закручивания директора, а следовательно, и плоскости поляризации определяются условиями сцепления на ограничивающих поверхностях, энергией сцепления магнитных частиц с жидкокристаллической матрицей и величиной внешнего магнитного поля. Известно, что при прохождении света через поляризаторы или поляризационные интерференционные фильтры его интенсивность может быть уменьшена в несколько раз. Слой ферронематика с кручением оптической оси может быть рассмотрен в качестве подобного фильтра [6]. Поэтому в данной работе исследуются зависимости коэффициента пропускания света от материальных параметров ферронематика, энергии сцепления на твердых поверхностях и внешнего магнитного поля на основе полученных ранее в [4, 5] уравнений ориентационного равновесия ферронематика.

2. Система уравнений равновесия ферронематика

В этой части работы приведены полученные ранее в [4, 5] уравнения, определяющие равновесное состояние ферронематика и пороговые магнитные поля ориентационных переходов.

Равновесная конфигурация поля директора и намагниченности определяется условием минимума полной свободной энергии ферронематика

F = JFvdV + |F,dS ,

(2)

магнитных частиц в суспензии, т - единичный вектор намагниченности М = М8/т ферронематика, d - диаметр частицы, Т - температура, кв

- постоянная Больцмана. Параметр Жр представляет собой анизотропную часть энергии поверхностного натяжения на поверхности магнитных частиц и называется энергией сцепления магнитных частиц с нематической матрицей. Предполагается > 0, что отвечает мягкому гомеотропному сцеплению магнитных частиц с нематической матрицей, при котором в отсутствие внешних полей т ± п.

Магнитное поле направлено вдоль ограничивающих поверхностей Н=(0, Н,0). В этом случае компоненты п и т можно искать в виде

n = (cos в (z), sin в (z), 0), m = (—sin^(z), cos^(z), 0),

(4)

где в(z) - угол ориентации директора относительно оси х, ц/(z) - угол ориентации намагниченности относительно поля Н (см. рис. 1).

Выберем в качестве единицы длины толщину ячейки L , тогда величина ~ = z / L будет безразмерной координатой. Определим безразмерные параметры

| = MsfoL / , *=L2kвTfo /^К22),

wr

=L foWp /(K22d), wo =WoL/K22,

включающей в себя как объемную, так и поверхностную части.

Объемная плотность свободной энергии ферронематика определяется выражением [8, 9]

FV = 1K ! (div и)2 + K22 (n r°t n)2 + K33 (ПХ r°t n)2 ]-

1 W k T

--Xa(nH)2 -MsfmH +-pf (mn)2 + -B-f lnf . (3)

2 d v

Здесь K - константы Франка ориентационной упругости жидкого кристалла, ха > 0 - анизотропия диамагнитной восприимчивости, H - напряженность внешнего магнитного поля, Ms - намагниченность насыщения материала магнитных частиц, v - объем частицы, f - объемная доля

среднюю концентрацию магнитных частиц в суспензии /0 = N /V (N - число частиц, V - объем ферронематика) и безразмерную напряженность магнитного поля к = Н Ха / К

22 .

Для суспензии магнитных у -Ре203 частиц с намагниченностью насыщения М5 ~ 340 Гс, диаметром d ~ 7 • 10 6 см и объемом V ~ 2 • 1015 см3 и средней концентрации магнитных частиц /0 ~ 10 6 [10] на основе нематика МББА при температуре 22°С с К22 ~ 3^ 10 7 дин и ха ~ 1 107 ед. СГСМ [11] для ячеек толщиной Ь ~ 102 см безразмерные величины £ и к отвечают значениям:

£ ~ 20 и к ~ 102

Уравнения ориентационного равновесия находятся из условий минимума полной свободной энергии (2) и имеют следующий вид:

E h sin ц = w p sin 2(в - ц).

(5)

IE h w

—cos^------ sin2 (в — ц) ^ , (6)

К К

0( ~)

j A -U2(0,y(0))de

(7)

00

A1/2(00,^(00)) = 1 ^0 sin 200 [1 - 2С sin2 00 J, (8)

j A4/2 (0,^(0)) d0= 1

(9)

где введены обозначения

00 =0(~) I~=0 , 0m =0(~)l?=1/2 ,

A(0,y(0)) = h2(sin2 0m - sin2 0) + 2k[ f(0m) - f (0)]//0 .

Величина G определяется соотношением j fdV=Nv , представляющим собой условие постоянства числа частиц в суспензии.

Полученная система уравнений (4) - (9) допускает существование трех типов решений, которые соответствуют трем фазам ферронематика с различным упорядочением [4]:

• однородная фаза 0 =у = 0 отвечает начальному состоянию ферронематика, для которого директор направлен вдоль оси легкого ориентирования, а магнитные частицы ортогональны директору; эта фаза может существовать при h < hF , где hF - поле Фредерикса, определяемое уравнениями [4]

XtgХ/2 = w0, X2 = h2 -

2wp£ hF

2w p +£hF

(10)

• возмущенная фаза ферронематика, которой отвечают неоднородные решения

0<0(~)<п/2; эта фаза возможна в диапазоне полей кр < к < к5, где пороговое поле к5 находится из уравнений [4]

athа/2 = w0 (1 -2С), а = hs +

2wp^hS

2wp -%hs

линейно поляризованная световая волна, то плоскость поляризации световой волны в слое ферронематика будет поворачиваться в соответствии с поворотом директора в магнитном поле. Пусть ячейка закрученного магнитным полем ферронематика помещена между двумя параллельными поляризаторами, оси пропускания которых параллельны оси х. Определим коэффициент пропускания света, прошедшего через такую оптическую систему.

Поставленная задача может быть решена методом Джонса для расчета оптических систем (см., например, [12-14]). Основной принцип, лежащий в основе этого метода, состоит в том, что любое эллиптически поляризованное колебание может быть представлено двухкомпонентным вектором-

столбцом (вектором Джонса), компоненты которого представляют собой комплексные амплитуды электрического поля волны [12-14]. Частным случаем эллиптической поляризации является линейная поляризация, при которой конец вектора электрического поля Е перемещается вдоль прямой. Вектор Джонса является комплексным и, кроме того, не является вектором в реальном физическом смысле. Это вектор в абстрактном математическом пространстве.

Пусть состояние поляризации падающей на слой световой волны описывается вектором Джонса

J 0 =

Е„

а состояние поляризации прошедшей волны

' e :

j =

E'

iS,,

Ж

(11)

• состояние насыщения 0 = п / 2, ц = 0, для которого как директор, так и намагниченность ориентированы вдоль направления приложенного поля; оно возможно при к > к5 .

3. Метод Джонса для расчета

коэффициента пропускания света ферронематиком

Как уже упоминалось выше, если на ячейку ферронематика перпендикулярно границам падает

где Ех = | Ех \ е х , Еу =\Еу\в у , ЕХ = \Е'х\е

и Е'у = \ Еу \ ег8у . Здесь Ех, Еу, Е’х, Е'у - амплитуды, а 8х, 8у , 8'х, д'у - начальные фазы линейных колебаний вдоль осей х и у вектора электрического поля падающей и прошедшей волн соответственно. Тогда коэффициент пропускания слоя по интенсивности определяется выражением [12, 13]

|e;i 2 +|e; i 2 |ej2 + i Ev i 2

(12)

Взаимодействие падающей волны с изучаемой системой может быть описано соотношением

J ' = QJ 0.

(13)

Здесь Q - матрица 2 х 2 , называемая матрицей фазовой задержки Джонса и определяющая общее влияние оптической системы на падающую волну

в

т =

[13, 14]. Таким образом, для определения вектора Джонса прошедшей через оптическую систему волны I' необходимо построить матрицу Джонса Q для рассматриваемой оптической системы.

При прохождении света через первый поляризатор, ось пропускания которого параллельна оси х, состояние поляризации волны характеризуется следующим вектором Джонса

10 =

Ех

0

(14)

где

*(0о + — > =

N

СОБІ ©0 + —\ БІПІ ©0 + —

N

- БІПІ ©0 + —\ СОБ( ©о + —

00 =

Г

ехр<!--------1

' 2 N

0

0

Г

ехр<!--------1

1 2N

Этот вектор описывает линейно поляризованную волну, электрический вектор которой совершает простое гармоническое колебание вдоль оси х с нулевой начальной фазой и амплитудой Ех [13].

Ферронематик, находящийся в возмущенной фазе и ограниченный двумя поверхностями, можно разбить на большое число очень тонких слоев толщиной Ь /(2N), где 2N - полное количество слоев в ячейке. Каждый слой представляет собой дву-лучепреломляющую пластинку, повернутую на некоторый малый угол (вт —д0)/ N относительно предыдущей. Рассмотрим нижнюю половину ячейки. Первый тонкий слой ориентирован к оси х под углом в0 + р/ N, второй - в0 + 2р / N, в середине ячейки ферронематика К-й слой повернут на максимальный угол поворота вт. Здесь и далее введено обозначение р = вт — в0. Если свет падает нормально к слоям, т.е. вдоль оси г, то матрица Джонса (матрица фазовой задержки) для первого тонкого слоя будет иметь вид

01 = Я(—в0 —р/ N )0о Я(в0 +р/ N),

венный и необыкновенный показатели преломления ферронематика [15].

Матрицы Джонса для второго, к-го и ^го слоя запишутся в виде

02 = Я[—90 — 1р}0ОФо + Р .-..,

0к = Я\-в0- — к 100^[00 + — к | ,...

QN = К(—9т )0О*(вт ),

где Я - матрицы поворота на соответствующие углы.

В верхней части ячейки ферронематика директор будет поворачиваться в противоположную сторону, т.е. углы ориентации тонких слоев будут лежать в пределах от вт до в0. Проведя аналогичные рассуждения для верхней части ячейки, имеем матрицы Джонса для (К +1)-го, (N + к) -го и 2 N -го слоя

QN+1 = Р\-вт +—00 \©т +— I,-

QN+к = ц-ет +—к І00 р\вт - —к\ ,...

02 N = ^(-©0)00 *©0).

Полная матрица фазовой задержки закрученного ферронематика

б = Г! б" =П К{-©т +— к^00 ^{вт -— к]х

=2N k=N

N

к=ЛТ

! *{ - ©0 -^ к\00©0 +^ к |. (15)

N

- матрица поворота системы координат хуі на угол ©0 + — / N,

Для упрощения выражения (15) воспользуемся свойством матриц поворота [12]

К(а)К(Р) = Я(а + р).

(16)

Получим

0 = я<-©,)

00 * —

N

00 *(©0).

- матрица фазовой задержки одного слоя относительно его главных оптических осей [6, 13]. Здесь Г = лЬ(пе — п0)/ X - фазовая задержка половины ячейки ферронематика в отсутствие кручения (т.е. в однородной фазе и в состоянии насыщения), X -длина волны падающего света,

Введем обозначение

М—) =

N

па и П - обыкно-

Согласно [6, 14] матричные элементы имеют вид

П

X

N

* 9 (Г .1 sin Щ sin(N-1)ц

M11 = (M22) = cos77exP)-^7i Г---------------------:-;

N і 2N J sinц sinц

4* -9 І Г .1 sinЫц

M12 =-(M21) = smT7eXP1-T771\—--------;

N і 2 N J srn^

где Г) определяется из соотношения

9 г

cosn = cos—cos------.

N 2 N

Здесь символом * обозначена операция комплексного сопряжения.

Так как толщина ячейки ферронематика L ~ 10-2 см, диаметр магнитных частиц d ~ 7 • 10-6 см,

размер молекул нематика несколько нм, то толщи-

->-5

или

B2 = (N^)2 =92 + (Г/2)2 ,

M (9) =

cos B - i

Г sin B

9

sin B

2 B B

sin B Г sin B

-9—=— cos B + i

B

2B

(17)

. (18)

E' E'

ExEx

I E XI 2 I Ex | 2

M =

-ІГ /2

0

„ІГ/2

Тогда коэффициент пропускания будет равен

т = 1 - sin2 20n sin2 Г .

(19)

Выражение (19) согласуется с используемым выражением для интенсивности света в работе [15] для нематика в магнитном поле в случае твист-деформации.

4. Коэффициент пропускания света при ориентационных переходах

Для выполнения численных расчетов выберем

£=10,

к = 2.2-10

-3

wp = 0.05

и w0=10.

на слоев очень мала ( ~ 10— см) и N является большим числом. Совершая предельный переход N ^ ж, имеем

0 = Я(— В0)М (—р)М (р)Я(в0),

С помощью (13), (14) и (17) находим вектор Джонса I’ после прохождения света через закрученный ферронематик и второй поляризатор. При этом второй поляризатор выделяет только х-составляющую этого вектора и коэффициент пропускания (12) будет равен

В случае, если фазовая задержка много больше угла кручения Г»р, из (17) следует, что

В = Г /2 , а выражение (18) дает

Х = 632.8 нм, что соответствует Ие-№ - лазеру, п0 = 1.5443 и пе = 1.7582 для ферронематика на основе МББА [16].

На рис. 2 представлены зависимости углов вт, в0 и коэффициента пропускания света т от напряженности магнитного поля И ферронематика. Сплошные кривые на рис. 2 соответствуют термодинамически устойчивым состояния ферронематика, а штриховые кривые отвечают термодинамически неустойчивым состояниям. Как видно из рис. 2, в отсутствие поля И = 0 ферронематик находится в однородной фазе (00 =вт = 0), в которой директор направлен вдоль оси легкого ориентирования е = (1,0,0), а магнитные частицы ортогональны директору. Однородная фаза термодинамически устойчива пока И < Ир ; при И = Ир происходит переход второго рода в возмущенную фазу (в0 Ф 0, вт Ф 0), которая устойчива в интервале полей Ир < И < И5 . При И = И5 возмущенное состояние сменяется состоянием насыщения по типу перехода второго рода. В состоянии насыщения директор и магнитные частицы ориентированы вдоль направления приложенного поля. Как видно из кривой т(И), в однородной фазе и в состоянии насыщения коэффициент пропускания равен единице; в возмущенной фазе коэффициент пропускания сначала уменьшается, достигая минимума, а затем увеличивается. Как видно из выражения (19), зависимость т(И) определяется зависимостью в0 (И), и минимум коэффициента пропускания т= 0.292 отвечает значению в0 =п /4, которое соответствует И = 7.115 . При И = 7.115 угол закрутки директора по отношению к ограничивающим поверхностям составляет величину О —00 - 43°.

На рис. 3-5 показаны зависимости углов 0т(И), 00(И) и коэффициента пропускания т(И) ферронематика при различных значениях энергии сцепления магнитных частиц с нематической матрицей: яр = 0.05 (рис. 3), яр = 0.1515 (рис. 4) и

wp = 1 (рис. 5). В работах [4, 5] показано, что параметр поверхностной анизотропии £ оказывает влияние на переход Фредерикса и найдены его по* * роговые значения £ (при £ >£ переход из однородной фазы в возмущенную фазу осуществля-

**

ется по типу перехода первого рода) и £ (при

2

г =

e

0

Рис. 2. Зависимость углов 0т , 0О и коэффициента пропускания т ферронематика от напряженности магнитного поля И для яр = 0.05 и £ = 0 .

Штриховые кривые отвечают термодинамически неустойчивым состояниям

Рис. 3. Зависимость углов 0т , 0О и коэффициента пропускания т ферронематика от напряженности магнитного поля И для яр = 0.05 и £= 0.3 .

Штриховые кривые отвечают термодинамически неустойчивым состояниям

Рис. 4. Зависимость углов 0т , 0О и коэффициента пропускания т ферронематика от напряженности магнитного поля И для я = 0.1515 и £ = 0.3 . Штриховые кривые отвечают термодинамически неустойчивым состояниям

Рис. 5. Зависимость углов 0т , 0О и коэффициента пропускания т ферронематика от напряженности магнитного поля И для = 1 и £= 0.3 .

Штриховые кривые отвечают термодинамически неустойчивым состояниям

Q > Q происходит переход первого рода из однородной фазы в состояние насыщения). По этой причине на рис. 3 - 5 параметр Q — 0.3 выбран из * ** * условия Q <Q <Q , где Q — 0.17 определяет

границу переходов первого рода между возмущенной фазой и состоянием насыщения [5], а

** о

Q —1 - (hF - 2wp )/(2w0) - границу переходов

первого рода между однородной фазой и состоя**

нием насыщения [5]. На рис. 3 - 5 Q принимает значения 0.654, 0.655 и 0.661 соответственно.

Как видно из рис. 3 и 4 , при Q — 0.3 и h — hF происходит ориентационный переход из однородной фазы в возмущенную. Переход из возмущенной фазы в состояние насыщения реализуется по типу перехода первого рода в поле h — hC : при

h — hC становятся равными свободные энергии (2) ферронематика в возмущенной фазе и в состоянии насыщения. Коэффициент пропускания т(И) в поле в отличие от случая Q — 0 испытывает скачок при h — hc .

Заметим, что при численном решении системы интегральных уравнений (4) - (9) при различных значениях параметра wp, характеризующего энергию поверхностного сцепления молекул жидкого кристалла с поверхностью магнитных частиц, был обнаружен переход первого рода из однородной фазы в возмущенную фазу (рис. 5).

Таким образом, при данных значениях материальных параметров ферронематика существует трикритическое значение параметра wp: при *

wp < wp переход Фредерикса является переходом

*

второго рода, а при wp > wp - первого.

Численные расчеты системы уравнений (4) -

*

(9) дают wp — 0.1515 при £=10, к = 2.2-10 ,

w0 —10 ; ориентационные кривые, соответствую-

*

щие w p — w p , представлены на рис. 4.

Заметим, что при рассматриваемых ориентационных переходах роль параметра порядка играет величина sin2 вт .

Как видно из рис. 2 - 5, в возмущенной фазе с увеличением напряженности магнитного поля интенсивность прошедшего через ферронематик света уменьшается почти в три раза. Это обусловлено тем, что с увеличением поля возрастает величина вт - в0 (кривая вт (h) круче, чем кривая в0 (h)), и ферронематик представляет собой среду с заметным кручением плоскости поляризации света, а с уменьшением разности - в0 кручение стано-

вится меньше, и коэффициент пропускания стремится к единице.

5. Заключение

В работе проведен расчет коэффициента пропускания света для слоя ферронематика, закрученного внешним магнитным полем и помещенного между двумя параллельными поляризаторами.

Рассмотрены зависимости коэффициента оптического пропускания от напряженности внешнего магнитного поля, энергии сцепления с границами слоя и материальных параметров ферронематика. Показано, что в возмущенной фазе ферронематик представляет собой среду с заметным кручением плоскости поляризации света, что проявляется в уменьшении интенсивности прошедшего через ферронематик света.

Работа выполнена при частичной поддержке грантов 07-02-96007 и 10-02-96030 РФФИ.

Список литературы

1. Yang G.-C., Shj J.-R. and Ling Y. Surface anchoring energy and the first order Fredericksz transition of NLC cell // Liquid Crystals. 2000. Vol. 27. P. 875-882.

2. Yang G.-C. and Zhang S.-H. The first order Fredericksz transition at saturation point for weak anchoring NLC cells // Ibid. 2002. Vol. 29. P. 641-646.

3. Yang G.-C., Guan R.-H. and Huai J. Multiple discrete energy levels and the bistable state of weak anchoring NLC cells // Ibid. 2003. Vol. 30. P. 1225-1233.

4. Захлевных А. Н., Семенова О. Р. Влияние анизотропии поверхностного сцепления на пороговые поля ориентационного упорядочения в ферронематических жидких кристаллах // Вестн. Перм. ун-та. 2008. Вып. 1(17). Физика. С. 80-86.

5. Захлевных А. Н., Семенова О. Р. Влияние анизотропии поверхностного сцепления на ориентационные переходы в ферронематиках // Там же. 2009. Вып. 1(27). Физика. С. 52-59.

6. Чандрасекар С. Жидкие кристаллы. М.: Мир, 1980. 344 с.

7. Блинов Л.М. Электро- и магнитооптика жидких кристаллов. М.: Наука, 1978. 384 с.

8. Brochard F., Gennes de P. G. Theory of magnetic suspensions in liquid crystals // J. de Phys. 1970. Т. 31. P. 691-708.

9. Burylov S. V., Raikher Yu. L. Macroscopic properties of ferronematics caused by orientational interactions on the particle surface // Mol. Cryst. and Liquid Cryst. 1995. Vol. 258. P. 107-122.

10. Burylov S. V., Zadorozhnii V. I., Pinkevich I. P., Reshetnyak V. Yu. et al. Magnetic field induced

orientational bistability in a ferronematic cell // Ibid. 2002. Vol. 375. P. 525-534.

11.Жен де П. Физика жидких кристаллов. М.: Мир, 1977. 400 с.

12. Jones R. C. A new calculus for the treatment of optical systems // J. Opt. Soc. Am. 1941. Vol. 31. P. 488-493.

13. Ярив А., Юх П. Оптические волны в кристаллах. М.: Мир, 1987. 616 с.

14. Азам Р., Башара Н. Эллипсометрия и поляри-

зованный свет. М.: Мир, 1981. 584 с.

15. Barbero G., Miraldi E., Oldano C., Rastello M.L. at al. Anchoring strength for twist deformation at a nematic liquid crystal-wall interface // J. de Phys. 1986. T. 47. P.1411-1416.

16. Zadorozhnii V. I., Sluckin T.J., Reshetnyak V. Yu., Thomas K.S. The Frederiks effect and related phenomena in ferronematic materials // J. Appl. Math. 2008. Vol. 68, № 6. P.1688-1716.

Optical transmission of a ferronematic at the orientational transitions in a magnetic field

O. R. Semenova, A. N. Zakhlevnykh

Perm State University, Bukirev St., 15, 614990, Perm

In this paper the optical transmission of the ferronematic liquid crystal twisted by an external magnetic field is calculated. The dependences of the optical transmission from the material parameters of the ferronematic, from the anchoring energy with the boundary surface and from the magnetic field are determined.

Keywords: ferronematic, optical transmission.