加熱された同心マイクログルーブアレイ上のステアリング可能なドロップ

Jun 13, 2023

Nature Communications volume 13、記事番号: 3141 (2022) この記事を引用

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1 オルトメトリック

メトリクスの詳細

ガイド付き落下輸送は、さまざまな水および熱管理技術において非常に重要です。 高温表面上での一方向の液滴輸送は広く開発されていますが、双方向の逆転は依然として困難です。 今回我々は、加熱された同心円状のマイクログルーブアレイに衝突する液滴の制御可能な輸送を報告する。この場合、液滴輸送の方向性は液滴沸騰モードによって決定される。 遷移沸騰状態では、駆動力はマイクログルーブによってもたらされるラプラス圧力差から発生し、液滴が曲率中心に向かって跳ね返ることを可能にします。 膜沸騰状態にある間、溝と浸透した液体との間に反対側に向かう正味の力が発生し、液滴を曲率中心から遠くに押しやります。 私たちの実験結果と理論結果から、横方向の変位はウェーバー数と中心からの距離の両方によって制御されることが明らかになりました。 これらの発見は、高温での落下衝撃力学に関する基本的な理解を強化し、ホットスポットコアと落下ふるい分けの効果的な冷却に不可欠です。

高温表面上の液滴輸送の整流は、スプレー冷却 1、2、抗力低減 3、4、5、および発電 6、7 において基本的な関心と実用的な重要性の両方です。 近年、液滴がそれ自体の蒸気層上で浮遊する、いわゆるライデンフロスト点を超える表面温度に特に注意が払われています。 液滴の整流が表面エネルギーの勾配を利用することによって達成され、しばしば接触線のピン止めによって妨げられる周囲条件とは異なり、このライデンフロスト状態では、液滴の下にある蒸気層によって接触線のピン止めが除去され、それに応じて関連する界面摩擦が除去されます。 。 したがって、マクロスケールまたはナノスケールのラチェットなどのさまざまな非対称構造が、非対称蒸気排出によって生成されるせん断応力に起因するライデンフロスト状態での一方向の液滴輸送を実現するために開発されてきました8、9、10。 ただし、界面摩擦を無視できる液滴の下にある蒸気層も大きな熱伝達抵抗を引き起こし、効果的な熱管理に悪影響を及ぼします。

スプレー冷却は、多くの熱管理デバイスにおける重要な冷却技術であり、水滴を激しく蒸発させることによってデバイスの熱を放出できます。 高温表面に衝突する液滴の一時的な接触には、一時的な相変化と激しい振動が伴います。 したがって、衝突する液滴により、その場で完全に蒸発する代わりにランダムな誘導が可能になり、冷却効率が不十分になります。 さらに、ランダムな液滴輸送により高温表面では温度分布が非対称になる傾向があり、これにより熱マランゴニ効果が引き起こされます 11,12。 最近、研究者らは、密度勾配のある直線ポストアレイ 1 とヤヌスキノコ構造の規則的にパターン化されたポスト上で、熱伝達を強化するための優先領域への方向性降下整流を実現できることを提案しました 13。 ただし、これらの研究すべてにおいて、固定表面設計では液滴の輸送方向を操作できず、移動方向は明確ですが、液滴の動きを定量的に制御することは困難です。 さらに、一方向の落下整流は、精巧な表面構造設計と、落下が衝突する特定の位置の綿密な制御に依存しています。 したがって、高温の表面上で制御されたドロップベクタリングは依然として大きな課題です。

この研究では、表面温度を媒介することで双方向の液滴輸送を実現する同心マイクログルーブアレイを設計します。これは、化学勾配14、15、ラチェット8、10、および曲率16、17による一方向の液滴輸送を実現する従来の方法を超えています。 衝突した液滴は、ライデンフロスト点より低い温度では曲率中心に向かって輸送されますが、ライデンフロスト点より高い温度では曲率中心から遠く離れた方向に輸送されます。つまり、液滴の輸送方向は表面構造と沸騰の相乗作用によって決まります。州。 単純なスケーリングにより、落下の横方向の輸送距離はウェーバー数と、衝突位置と曲率中心の間の中心からの距離に依存することがわかります。 さらに、この多用途で堅牢な戦略が高効率の熱転写および滴下ふるい分けにも適用できることを実証します。

図1aおよび補足図1の概略図に示すように、直径d = 2 cmのディスク表面は、均一な尾根幅W = 40μm、溝幅S = 40μm、高さ H = 20 μm、室温での表面の濡れ性については補足 1 で説明しています。半径 R = 1.18 mm の水滴が、衝突点と曲率中心の間の中心から外れた距離で表面に衝突すると考えます。 We = 16.9 の場合、さまざまな温度で r = d/4。 ウェーバー数は We = ρU2R/γ として定義されます。ρ と γ は水の質量密度と表面張力、U は衝撃速度です。 T = 200°Cでは、液滴が最大拡散直径に達した後、元の位置で102.1ミリ秒で完全に蒸発するまで激しく沸騰します（補足図3）。 この場合、液滴は接触沸騰状態にあり、高効率の熱伝達が可能になります。 温度が上昇すると (T = 250 °C)、弱い沸騰が観察されます。 反動中に、半径方向に沿った液滴の幅が最小に達すると、液滴は豆の形状を形成し (つまり、図 1b の t = 9.8 ミリ秒)、最終的には曲率の中心に向かって跳ね返ります。衝撃点と液滴が基板に戻る点の間の横方向の変位ΔlL = 1.84 mm（図1bおよび補足ムービー1の左列に示すように）。 驚くべきことに、衝突する液滴は、この温度では放出点 (補足ムービー 2) に関係なく、曲率の中心に収束します。 温度がさらに上昇すると、つまり T = 350 °C になると、明らかな沸騰はなくなり、液滴は完全に跳ね返ります。これは、超疎水性表面の場合と同様です 18、19。 ただし、逆に、図1cと補足ムービー1の右列に示すように、液滴は横方向の変位ΔlR = 1.76 mmで曲率の中心から遠く離れて跳ね返ることに注意してください。

a 異なる温度で加熱された同心マイクログルーブアレイに衝突する液滴の双方向の動きを示す概略図。 b、c それぞれ、T = 250 および 350 °C での表面への落下衝撃の連続画像。 ここで、We = 16.9、r = d/4 です。 ΔlL とΔlR は、それぞれ左方向と右方向に沿った横方向の変位を示します。 b、cに示すスケールバーは1 mmです。

方向性のある液滴輸送は、衝突時の広がりと後退のプロセスを比較すると明らかです。 図2a、bは、正規化された落下接触線の長さの比K = L(t)/Rの時間変化を示しています。ここで、L(t)は、左右の接触点と最初の衝撃点の間の距離を時間の経過とともに表します。 T = 250 °Cでは、図2aに示すように、左右の接触線の長さの比率は互いに同等で、左側の方がわずかに大きく、最終的には液滴全体が左側に向かって跳ね返ります。 中央リムの左側が最前面の液体によって保護されているため、t = 8 ms 以降、右の接触線は左の接触線よりも速く反動することに注意してください。 ただし、T = 350 °C では、左側の接触線の最大長さの比は右側の接触線よりも著しく大きくなります。 t = 4 ミリ秒後、左側の接触線は右側の接触線よりもはるかに速く反動し (図 2b)、最終的に滴は右に跳ね返ります。

a、b We = 16.9、T = 250 および 350 °C での、左側 (赤) 側と右側 (黒) 側の同心マイクログルーブ アレイ (r = d/4) 上の衝突液滴の接触線長比 K の変化、それぞれ。 a、b の挿入図は、最大に広がった状態の側面図を表しています。 c さまざまなウェーバー数の下での温度の関数としてのバウンドドロップの横方向の変位 Δl。 正のΔl、つまりΔlLは液滴が曲率の中心に向かって跳ね返ることを示し、負のΔl、つまりΔlRは反対方向に向かって跳ね返ることを示します。 挿入図は、衝突した液滴がさまざまな沸騰状態で最大拡散に達した直後の反動を示しています。 a ～ c​​ のデータのエラーバーは、3 つの測定値の標準偏差を示します。 ソース データはソース データ ファイルとして提供されます。

次に、異なる We について、衝突液滴の横方向の変位 Δl の変化を基板温度 T の関数としてプロットします。 図2cに示すように、Tが沸点より高く215℃未満の場合、その場での接触沸騰が観察され、完全に蒸発するまで液滴を基板から取り除くのは困難です。 中心からわずかにずれた距離は、液滴の激しい沸騰による測定誤差に起因します。 温度が上昇すると (たとえば 215 °C ≤ T ≤ 295 °C)、衝突した液滴は遷移沸騰状態になり、液滴は常に曲率中心に向かって跳ね返ります (Δl > 0)。 しかし、温度がさらに上昇すると、たとえば T > 315 °C になると、液滴は膜沸騰状態になり、液滴は常に曲率中心から遠く離れたところで跳ね返ります (Δl < 0)。 295 °C ≤ T ≤ 315 °C の温度範囲では、ハイブリッド沸騰が存在する遷移があり、液滴の反発方向はランダムであり、横方向の変位は比較的小さいことに注意してください。 高いウェーバー数の下で遷移沸騰が優勢になる場合、たとえば T = 300 °C でのデータ点 We = 13.7 および 16.9 の場合、この低下は左側に跳ね返りますが、低いウェーバー数の下で膜沸騰が優勢になる場合、たとえば右に戻ります。 、データ点 We = 4.1 および 7.3 (T = 300 °C)。 これは、ライデンフロスト温度がウェーバー数とともに増加し、固定値ではないためです20。

さらに、異なる温度での横方向変位Δlに及ぼす偏心距離rとウェーバー数Weの影響を調査します。 図3a、bに示すように、T = 250°Cの遷移沸騰状態では、固定Weの場合はΔlLがrとともに減少しますが、特定のrではWeが増加するにつれてΔlLが増加することは明らかです。 図 3c、d に示すように、T = 350 °C の沸騰状態でも同様の傾向が観察されます。 これらの事実は、基板の温度や液滴の跳ね返り方向が著しく異なるにもかかわらず、ΔlL とΔlR が r と We に密接に関係していることを示唆しています。

a、b それぞれ、さまざまな We での r の関数として、およびさまざまな r での We の関数としての、T = 250 °C での ΔlL の変化。 c、d それぞれ、さまざまな We での r の関数として、およびさまざまな r での We の関数としての、T = 350 °C での ΔlR の変化。 a ～ d のデータのエラーバーは、3 つの測定値の標準偏差を示します。 ソース データはソース データ ファイルとして提供されます。

ここで、T = 250 °C での遷移沸騰における方向性反発を説明する根本的なメカニズムを調査します。 この疑問に対処するために、まず、液滴と基板の間の相互作用において重要な役割を果たす、広がりと後退のプロセスにおける液滴の変形を考慮します。 図 1b に示すように、液滴が基板に接触すると激しい沸騰が発生し、接触領域が部分的に濡れる可能性があります。 さらに、基板の半径方向と比較して円周方向に沿った接触角ヒステリシスが小さいため、液滴は溝に沿ってより大きく広がり、最大では完全な円ではなく楕円形（つまり、3.6 ms）に発展します。拡大。 この場合、円周方向の両端に多くの液体が流れ、左側と右側に比較的薄い層が残ります。 反動する液滴は、液体層の厚さの半分に反比例するテイラー・キューリック速度で濡れるため 21,22、左側と右側は上端と下端よりも速く反動し、最終的には豆の形になります。液滴は後退の終わり、つまり 9.8 ミリ秒で形成されます (補足説明 1)。 この挙動は、衝突した液滴が円形に反動する 23 か、すぐに蒸発する 20 という先行研究の挙動とは大きく異なります。 t = 9.8 ms での豆の形の液滴の弧の長さは、t = 3.6 ms での最大広がり幅 Dmax に近いことに注意してください (図 1b)。したがって、2rα ≈ Dmax になります。ここで、α は対応する中央半分です。図4aの挿入図に示すように、 -角度。 Dmax/D ~ We1/4 のスケーリング 24 に従って、次の結果が得られます。

ここで、D = 2 R は初期液滴直径です。 実際、これは r と We のさまざまな値で観察され、実験データは式 1 とよく一致しています。 1 に、最良の適合に基づくプレファクター 1.25 を付けます (図 4a)。

a 2αr/Dと私たちの関係。 b We と初期の中心から外れた距離 r の関数としての横方向の変位 ΔlL。 ここで、R = 1.18 mm であり、a、b の赤い実線がそれぞれ式 (1) と 2 の最良適合値です。 図１および図３を実験データに当てはめる。 c 上面図からの反動時の滴の形態をスケッチした上部パネル。 赤と青の矢印は、溝が液体に及ぼす力を表しています。 下部パネルはセクション aa の濡れ状態をスケッチしています。 ドロップの左側と右側の部分は、それぞれ明るい赤と明るい青の影でマークされます。 d We と r の関数としての横方向の変位 ΔlR。 実線は式 (1) に最もよく適合します。 5. a、b、d のデータのエラーバーは、3 つの測定値の標準偏差を示します。 ソース データはソース データ ファイルとして提供されます。

液滴を基板の曲率中心まで推進する駆動力は、液滴の非対称プロファイルに基づいて推定できます。 補足ムービー 1 の左列の上面図から、液滴の左右のプロファイルの非対称性は反動状態で特に顕著であり、その結果、トーラスの左側と右側で異なる曲率が生じます。 その結果、ラプラス圧力差 δP が得られます。これは、液滴の非対称変形だけでなく、液滴全体の横方向の動きも説明します。 液滴の形態は複雑で変化しやすいため、反動段階全体でδP を正確に推定することは困難です。 ただし、δP は、図 1b の 9.8 ms での豆の形の低下に基づいて認識できます。 つまり、反動段階のδPは、円形の滴を豆形に押し戻すことができる強さを持っている必要があり、豆形の滴にかかるδPは、その特性値として考えることができます。反動ステージ。 この点に関して、我々は 2 つの主曲率半径、つまり左に閉じた方位角半径 r1 = r − e/2 および r2 = r + e/2 (点 A) が存在する豆の形の滴に基づいて解析を行います。それぞれ、液体蒸気メニスカスの右側（点B）（補足図5）、左側と右側（点AとB）の両方の子午線半径e / 2、eは幅として示されます。豆の形をしたドロップ（図 4b の挿入図）。 ヤング・ラプラス方程式 25 に基づいて、点 A と点 B の間の圧力差、つまり δP = PB – PA ≈ γ(1/r1 + 1/r2) > 0 が得られ、これは液滴を推進する内部圧力差を示します。左側に移動します。 e ≪ r であるため、δP ≈ γ(1/r1 + 1/r2) ≈ 2γ/r ~ γ/r が期待されます (補足考察 2)。 δP が水平方向に沿って作用すると考えると、水平方向に沿って液滴にかかる力は FL = δP・A になります。ここで、A ~ Dmax2 は、液滴の特定のモーメントではなく、反動段階における固体と液体の界面間の接触面積を特徴付けます。トリガーされたビーンの形状。 最後に、

したがって、液滴を曲率の中心まで推進する横方向の加速度は、液滴の質量を m = 4πρR3/3 として、aL = FL/m として特徴付けられます。 したがって、対応する横速度は VL = aLτ0 として推定できます。τ0 ~ (ρR3/γ)1/2 は、液滴衝突時の古典的な固液接触時間 23 です。 上向きの速度 \({U}_{\perp }\) で液滴が基板から離れた後に自由落下すると考えると、水平飛行時間の範囲は \(\varDelta t \sim {U}_{\perp } /g\)、g は重力加速度です。 ここで、\({U}_{\perp }\) は特性反発速度 26 であり、\({U}_{\perp }={[\gamma /(\rho R)]}^{1 と推定できます。 /2}\)。 最後に、 \(\varDelta {l}_{{{\mathrm{L}}}} \sim {V}_{{{\mathrm{L}}}}\varDelta t \sim ({F}_ {{{\mathrm{L}}}}{\tau }_{0}/m)({U}_{\perp }/g)\) と式 (1) の組み合わせ。 2 につながります

式では、 3、lc = [γ/(ρg)]1/2 は毛細管の長さとして定義され、実験室の周囲環境の水では約 2.73 mm です。 図4bに示すように、式4によって推定される横方向距離ΔlLは、 3 は実験データと非常によく一致しており、最良の適合に基づくプレファクターは 0.32 です。

ここで、膜沸騰状態における液滴の横方向の変位を説明する根本的なメカニズムを調査します。 遷移沸騰状態とは異なり、膜沸騰状態の温度はより高く、液滴の下に空気膜の薄い層が生成され、液体と固体基質との直接接触が回避されます。 さらに、空気膜の存在により、液滴と溝の間の付着が大幅に減少し、衝突全体を通じて液滴の形状が円形になります（図1c）。 ここで、液滴を横方向に移動させる力は、液体と基板の間の相互作用の結果であると仮説を立てます。 この点に対処するために、まず接触領域の液体の形態を確認します。 衝撃時には、溝内で生成される液滴と液体蒸気メニスカスのそれぞれの力学に起因する動圧ρU2/2と毛管圧力γ/R*の間でバランスがとれます。 ここで、R * ~ S2/ε は溝 27 内の液体と蒸気のメニスカスの曲率半径を表し、ε は侵入深さを表します。 上記の分析により、侵入深さ、つまり ε ~ S2We/R の推定値が得られます (詳細は補足説明 3 を参照)。 実験で使用したパラメータ (つまり、S = 40 μm、R ~ 1 mm、We ~ 10) は ε ~ 10 μm をもたらします。その次数は溝の深さ (ε ~ H) に匹敵し、液体が溝に浸透するため、液滴の引き込みプロセス中に液体の反動が溝の内壁に力を及ぼします。 次に、図 4c の赤と青の矢印で示されているように、溝の内壁は液体に対して反対方向に同等の力を及ぼします。 定量的な分析を行うために、単一の溝における前述の長さあたりの力 (N/m) を表すのに μ を使用します。つまり、μ ~ ρU//2H、U// ~ [γ/(ρh)]1/2 となります。 h = RWe−1/2 はそれぞれ、反跳する液体の特性横速度と厚さです28。 接触領域全体にわたって積分した後、合成作用力を得ることができます (詳細は補足説明 4 を参照)。 簡単にするために、2 つの部分、つまり、それぞれ赤と青の色で示される左側と右側の部分での低下を考慮します。 液滴の左側 (図 4c の赤い影) では、溝から液滴に作用する力は Fleft ≈ 2μ(R2 − R3/r)/(W + S) と推定できます。 同様に、右側の力（図 4c の水色の影）は、Fright ≈ 2μ(R2 + R3/r)/(W + S) です。 さらに、落下にかかる正味の力 FR = Fright − Fleft は次のように取得されます。

これは右を向いており、液滴が曲率の中心から遠くに跳ね返ることを可能にします。 \(\varDelta {l}_{{{\mathrm{R}}}} \sim {V}_{{{\mathrm{R}}}}\varDelta t \sim ({F}_{{{ \mathrm{R}}}}{\tau }_{0}/m)({U}_{\perp }/g)\) を以前に分析したように、最終的に次のようになります。

式（5）は、膜沸騰状態で同心のマイクログルーブアレイに衝突する液滴の横方向の変位ΔlRも、ウェーバー数と初期の中心から外れた距離の両方によって制御されることを示唆しており、これは図4dのデータによってよく確認されています。 。 式の前因数。 実験データへの最良の適合から得られる 5 は 1.15 です。 さらに、上記で得られた力 Fleft と Fright は、図 2b の液滴の広がりと反動のダイナミクスを理解するための基本的な洞察を与えます。 上記の結果 Fleft < Fright は、液体にかかる抵抗が小さく、液滴の広がりが速く、接触長さが右側よりも左側の方が大きいことを示しています。 逆に、反動段階では、左側の接触ラインは右側の接触ラインよりも速く移動します。

同心円状のマイクログルーブアレイと提案されたモデルを使用することにより、操縦可能な液滴輸送法の普遍的な適用可能性をさらに検証するために、液滴の横方向輸送距離に対する構造パラメーターの影響を詳しく説明する系統的な実験が行われました（詳細は補足説明6を参照） ）。 具体的には、リッジ幅 W (20 および 40 μm)、溝幅 S (10、40、および 80 μm)、およびリッジ高さ H (10、20、50 μm) が異なる基板を作製し、W20S10H20 (すなわち、 W = 20μm、S = 10μm、H = 20μm）、それぞれW20S40H20、W20S80H20、W40S10H20、W40S40H20、W40S80H20、W40S40H10、およびW40S40H50（補足図9）。 提案されたアプローチが十分に検証されており、異なる基板上に衝突する液滴の横方向の変位は同じスケーリング則に従うことは明らかです。たとえば、遷移沸騰状態の ΔlL ~ lc2r−1We1/2 および ΔlR ~ lc2H(W + S)−補足図10に示すように、それぞれ膜沸騰中の1r−1We1/2。

液滴を堆積させて再現性の高い方法で所望の輸送方向を得る機能は、高効率での熱放散に望まれており、流体ベースのアプリケーションの液滴ふるい分けなどの実際的なタスクを実行するために利用することもできます29、30。 私たちの研究の利点は、これらの概念に大きく恩恵をもたらします。これを以下に説明します。 基板温度の関数としての液体の沸騰状態が液体の特性に関連していることはよく知られています31、32。図5aは、異なる温度でのさまざまな液体（表S1）の双方向輸送を説明する状態図を示しています。 。 まず、基板温度の特定の値については、液体を使用して、衝突する液滴が常に遷移沸騰状態にあることを保証できます。 図5bに示すように、連続的に水滴が堆積すると、それらは曲率の中心に集まることができ（補足ムービー3）、これにより、特に冷却において基板中心での高効率の熱伝達が達成されることが期待されます。ホットスポット。 第二に、補足図12aおよび補足ムービー4に示すように、特定の温度、たとえばT = 160°で、異なる液体特性を持つ2種類の液滴（たとえば、エタノールとn-ヘキサン）の反対の反発方向を利用することによって、 C、同期して堆積した液滴は反対方向に跳ね返り、液滴ふるい分けを実現します（図5cおよび補足ムービー5）。 私たちの表面でのこれらの興味深い輸送挙動は一般的なものであり、補足図12b-dと補足動画6-8に詳細な結果が示されています。

さまざまな温度でのさまざまな液体のさまざまな輸送方向の状態図。 「左」は曲率の中心に向かって跳ね返る液滴を表し、「右」は曲率の中心から遠く離れて跳ね返る液滴を表します。 b T = 250 °C、We = 10.5 での連続した水滴の曲率中心への収束を示す連続画像。 c エタノール液滴と n-ヘキサン液滴の反対方向の反発方向の比較。T = 160 °C、We = 10.5、および r = d/4 での液滴ふるい分けの能力を示します。 エタノールの液滴は曲率の中心に向かって跳ね返りますが、n-ヘキサンの液滴は曲率の中心から遠く離れて跳ね返ります。 b、c のスケール バーは 2 mm です。

要約すると、我々は、高温の同心円状の微細溝付き基板上で液滴を誘導する戦略を報告しました。 遷移沸騰では、衝突する液滴は後退プロセス中に豆の形を形成し、ラプラス圧力差が発生して液滴を曲率中心に向かって動かします。 しかし、膜沸騰状態では、浸透した液体と溝の間の相互作用力により、衝突した液滴は反対方向、つまり曲率中心から遠く離れた方向に跳ね返ります。 この研究は、ライデンフロストの滴のように、熱いテクスチャ表面上の滴は一方向にのみ輸送されるという私たちの理解を打ち破ります。 最近、Jiang ら。 は、ライデンフロスト効果が記録的な高温、例えば 1100 °C まで抑制できるという注目すべき現象を報告しています。これは、湿潤現象を蒸気力学から切り離す「構造化熱装甲」と呼ばれる構造を構築することによって合理化されます。 ここでは、熱管理の豊富さを強調する代替アプローチを提案します。 液滴の方向性輸送を実現するためのこの操縦可能で再現性の高い方法と、私たちが明らかにした物理学の詳細な基本的理解は、噴霧冷却や液滴ふるい分けなどのさまざまな用途で利用可能な高温表面での液滴輸送を操作するパラダイムを提供します。他にもたくさん。

それでも、いくつかの未解決の疑問が残っています。 たとえば、衝突時の液体と基板間の沸騰モードによる接触状態は、落下反発力学を決定する上で重要な役割を果たしますが、構造化された表面上の接触状態を直接観察することは現在の技術では困難です20。科学の進歩に不可欠です。 本実験では、親水性基板を使用する。 さらに高い温度下での異なる濡れ性を持つ基板への衝突やウェーバー数については、今後さらに研究される必要があり、実用化にとって非常に興味深いものとなる可能性があります。 さらに、薄い蒸気膜から生じる圧力の垂直成分は、液滴の跳ね返りの全体的なダイナミクスに影響を与える可能性があり、さらなる調査がまだ必要です。 したがって、操縦可能な落下輸送を説明するこれらの影響を徹底的に解明することは、将来の専門的な研究に値するでしょう。

同心マイクログルーブ アレイは、標準的なフォトリソグラフィー技術を使用してシリコン ウェーハ上に製造されました。 具体的には、まず、高温で厚さ５００μｍのシリコンウェハ上に厚さ２μｍのＳｉＯ ２ 層を堆積した。 フォトレジストはＳｉＯ ２ 層上に均一にコーティングされた。 次に、覆われていない SiO2 を反応性イオンエッチング (RIE) によってエッチングしました。 ディープ RIE を使用してシリコン基板をさらにエッチングし、微細パターンを形成しました。 一連の基板は、異なるリッジ幅 W (20 および 40 μm)、溝幅 S (10、40、および 80 μm)、およびリッジ高さ H (10、20、50 μm) で製造され、W20S10H20 (すなわち、W = 20μm、S = 10μm、H = 20μm）、補足図に示すように、それぞれW20S40H20、W20S80H20、W40S10H20、W40S40H20、W40S80H20、W40S40H10、およびW40S40H50。 1、9。

サンプルはホット プレート上で加熱され、熱電対を使用して表面温度が監視されました。 半径 R = 1.18 mm の脱イオン水の液滴が、細い針を備えたシリンジ ポンプから 2 μL/s の流量で放出されました。 液滴と基板の間の高さは、ウェーバー数 (We) 0.8 < We < 16.9 に対応して、衝撃速度 U を 0.23 から 1.02 m/s に変化させるように調整されました。ここで、We = ρU2R/γ はウェーバー数として定義されます。液体密度 ρ = 998 kg/m3 および液体表面張力 γ = 72 mN/m の数値。 落下の動的挙動は、2 台の同期高速カメラ (Photron SA5) を使用して、フレーム レート 10,000 fps で側面図と上面図から同時に撮影されます。

サンプルサイズを事前に決定するために統計的手法は使用されませんでした。 分析から除外されたデータはありません。 実験はランダム化されていませんでした。 研究者らは、実験と結果の評価中に割り当てについて知らされていませんでした。

この研究の結果を裏付けるデータは、要求に応じて対応著者から入手できます。 ソースデータはこのペーパーに付属しています。

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この研究は、中国国家自然科学財団 (NSFC、第 52075071 号、YL、11872227 および 11921002、CL (Cunjing Lv))、中央大学基礎研究基金 (DUT18RC3048、YL)、および Liao Ning Revitalization Talents の支援を受けています。プログラム (XLYC1807092、YL)。

教育省精密・非伝統的機械加工技術重点研究所、大連理工大学、大連、116024、中国

Cong Liu、Chenguang Lu、Zichao Yuan、Yahua Liu

工学力学学部およびナノおよびマイクロ力学センター、AML、清華大学、北京、100084、中国

クンジン Lv

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YL、CL (Cong Liu)、CL (Cunjing Lv) がこの研究を発案しました。 YL と CL (Cunjing Lv) が研究を監督しました。 CL (Cong Liu)、CL (Chenguang Lu)、ZY が実験を実施しました。 CL (Cunjing Lv) がモデルを作成しました。 著者全員がデータを分析し、論文を執筆しました。

Cunjing LvまたはYahua Liuに対応。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

Nature Communications は、この研究の査読に貢献してくれた Rajneesh Bhardwaj、Li Jia、Zuankai Wang に感謝します。

発行者注記 Springer Nature は、発行された地図および所属機関の管轄権の主張に関して中立を保っています。

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転載と許可

Liu, C.、Lu, C.、Yuan, Z. 他加熱された同心マイクログルーブアレイ上のステアリング可能なドロップ。 Nat Commun 13、3141 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41467-022-30837-z

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受信日: 2021 年 11 月 2 日

受理日: 2022 年 5 月 20 日

公開日: 2022 年 6 月 6 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-30837-z

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