磁流体表3-8中列出了一些典型的磁流体组分材料。表3-8磁流体组分材料3.6.2磁流体特殊光学性能在磁场作用下磁流体中，磁性微粒结成链状，沿磁场方向有序排列，从而产生光学各向异性。此时的磁流体应该看成是处于从磁性微粒一个稳定的弥散分布在基液中的胶体状到磁性微粒凝聚的临界状态。没有外加磁场时磁流体中的磁性微粒在基液中随机分布（如图3-80(a)）；在外加磁场作用下磁液中的微粒在沿磁场方向排成球链状（如图3-80(b)），而且磁球链排列的方向和磁场一致，磁球链互相之间形成一定的距离。2.磁流体光谱透射特性磁流体光谱透射特性主要受外磁场影响，同时其它影响因素还包括磁流体薄膜厚度、磁流体浓度。当施加不同大小的垂直于磁流体薄膜的磁场时，以光强衡量的光线透过率I/I0随着外磁场强度H的增大而减小。典型的I/I0-H关系曲线如图3-81所示。当薄膜厚度变大时，I/I0-H关系曲线向透射率变小的方向移动。这种变化主要是因为薄层厚度的增加，增加了光线在薄层内的光学总行程，从而增大了光线被基液和磁性微粒吸收的机率。图3-81中的内嵌图显示了在对数坐标下，薄膜光学透射率与厚度L的关系。可见存在符合比耳定律（Beer’sLaw）的关系I/I0=exp(-L/δ)，其中δ表示光线在磁流体薄膜中的衰减距离。磁流体浓度对于其光学透射率的影响主要是因为磁性粒子的体积浓度越高，光线经过磁流体时散射越严重，被粒子吸收的机率越大，故光谱透射率越小。也可以说，在较高浓度下，前面提到的光学衰减距离δ变小。3.磁流体的磁致分色现象当垂直于磁流体薄膜的外磁场较强时，磁流体内部磁性粒子会形成六角形的磁柱结构，如图3-82所示。磁柱间距d（d=2π/r）通常在几微米量级。这种磁柱结构可以起到二维衍射光栅的作用。当一束平行自然光垂直入射到磁流体薄膜时，不同颜色的光发生衍射而分散形成环状彩色衍射条纹（如图3-83）。从光电应用角度看，根据磁致分色特性磁流体可以用作可调谐光栅，从而应用于光学开关、光学调制器、光学显示器件或者动态磁场传感器等。大家学习辛苦了，还是要坚持4.磁流体热透镜效应当一束激光通过磁流体时，磁流体温度上升，内部形成温度梯度分布，导致颗粒重新分布（中心浓度高、外面浓度低），最终导致在横向上（垂直于光束方向）磁流体折射率不均匀，类似于负透镜。所以当光束通过磁流体后会发散，并且在一定条件下，在远场可以观察到同心圆状的干涉环（如图3-84）。干涉环的半径和数量都与入射光功率成正比。图3-84(a)(b)(c)(d)分别对应入射光功率0.8、2.9、5.1、10.1mW。这是由于当入射光功率较大时，光束中心和外面的磁流体浓度差就较大，所引起的相位差就较大，故干涉环的数量和半径就增加。当给磁流体外加一个垂直于光束方向的磁场时，热透镜效应能够得到抑制。磁场越大，抑制的程度就越高。究其物理机理，可以归纳为两种：1）外加磁场使磁性微粒有额外的磁体积力，从而磁性微粒发生转移，这就破坏了原来由于温度梯度而形成的微粒浓度分布，故热透镜效应被抑制；2）当外加磁场稍大时，磁性微粒的磁能会大于其本身的热能，微粒间会发生团簇，磁流体发生相分离，这同样破坏了原来由于温度梯度而形成的微粒浓度分布，所以同样可以抑制热透镜效应。3.6.3磁流体可控折射率理论与其结构根源相分离导致了磁流体体系的等效介电常数发生变化，从而导致折射率变化。实验表明外磁场H控制磁流体薄膜折射率n的现象如下：垂直于磁流体薄膜的磁场强度H达到一定阈值（Hcn）后n随H增大而增大；H增大到一定值后n值基本不再变化（饱和）。图3-86显示出一定条件下实测磁流体折射率nMF与磁场强度H的关系曲线。在达到阈值磁场强度之前，磁流体中几乎没有任何磁性微粒聚结而成的磁柱结构，而之后随着磁场强度增大，相分离开始发生了。磁流体的折射率随外磁场强度增加而变大，主要是由于发生了相分离。因此其他一些会影响磁流体相分离过程的条件因素，也会影响磁流体折射率的变化。下面要讨论的条件因素包括磁流体浓度、磁流体薄膜厚度、外磁场变化速率以及环境温度。对于不同浓度的磁流体，折射率随外磁场变化的趋势都是一样的（参见图3-87）：与浓度相似，作为条件变量的磁流体薄膜厚度也不改变折射率与外磁场的基本关系，即nMF-H曲线的走势。在零磁场条件下，各种不同薄膜厚度（L）的磁流体薄膜具有相同的折射率，因为此时磁流体均是相同的稳定胶状溶液体系。从图3-88中可以看出，磁流体薄膜越厚，在动态外磁场下最终达到的饱和折射率值越大。外磁场变化速率对磁流体的折射率基本没有附加的影响。如图3-89所示，外磁场变化速率分别为10、40、80Oe/s的三条nMF-H曲线几乎完全重叠。这一发现为磁流体可控折射率应用于实际动态磁场（几乎不可能是恒定变化的）的传感之中提供了保