Диссертация (1103090), страница 17
Текст из файла (страница 17)
Заряженная гидрофобная поверхность активно участвует в управлении течением, так как поверхностные подвижные заряды могут реагировать наэлектрическое поле и индуцировать различные типы внутренних (внутри ДЭС) ЭО течений.812b/H = 0u(x)/u11.51.2∞10.5000.20.40.60.81x/HРисунок 3.5. Профили скорости течения жидкости в асимметричном канале, полученныедля H/λD = 12, q2 /q1 = 2, и µ = 0 (символы). Кривые сверху вниз соответствуют b/H = 0,1.2, и ∞. Сплошные линии показывают теоретические результаты, а штриховые соответствуют ур. (3.4).Далее мы рассматриваем влияние гидродинамического скольжения на скорость ЭОтечения для случая µ = 0 (см. рис.
3.5). В соответствии с ур. (3.5) при q2 /q1 = 2 кажущееся ЭО скольжение на скользкой стенке должно быть подавлено по сравнению со случаемгидрофильной поверхности, что полностью подтверждается данными компьютерного моделирования. Для случая b/H = O(1) мы наблюдаем уменьшение как скорости внешнего ЭОтечения, так и соответствующей скорости ЭО скольжения. Однако в пределе b = ∞, что соответствует пленке жидкости на смачивающей поверхности, мы наблюдаем плоское внешнее течение. Подобные течения наблюдались ранее [156] и являются результатом динамикиДЭС, при которой электростатически активная поверхность индуцирует сильное внутреннеетечение в направлении, противоположном полю.Течение жидкости в симметричном гидрофобном канале с подвижными поверхностными зарядами (то есть µ = 0) также обладает рядом особенностей.
На рис. 3.6 показанырезультаты компьютерного моделирования для скорости ЭО течения (отнесенные к u1 , ожидаемой для гидрофильной поверхности с q1 = q2 ) для нескольких значений длины скольжения. Мы видим, что внешние ЭО течения, полученные для разных конечных значений b, действительно совпадают с профилем скорости Смолуховского, соответствующим ур. (3.6), исопровождаются внутренним ЭО течением в противоположном направлении. При изучениитечения для b = ∞ мы наблюдаем намного меньшее значение скорости внешнего плоского течения, что также ранее наблюдалось в работе [147].
В последнем случае полный потокжидкости через поперечное сечение канала равен нулю, так как на жидкость не действуютвнешние силы и её импульс должен оставаться равным нулю.В заключение отметим, что определение дзета потенциала вблизи гидрофобной поверхности может быть дано с помощью соотношения ζ2 = −u2 η/Et εε0 .
Поэтому в широком асимметричном канале дзета-потенциал гидрофобной поверхности определяется через82b/H = 0 - 2.4∞u(x)/u121.510.50-0.5-1-1.500.20.40.60.81x/HРисунок 3.6. Профили скорости течения в симметричном канале при H/λD = 11 и µ = 0(символы). Верхние кривые получены при b/H = 0, 0.08, 1.3, 2.4, нижняя кривая соответствует b/H = ∞. Сплошные линии показывают теоретические результаты, верхние штриховые линии – предсказания ур. (3.6), а нижняя штриховая линия соответствует ур. (3.7).ζ2 /ζ1 = u2 /u1 и описывается ур.
(3.5). Однако, если b/H ≪ 1, то ур. (3.5) сводится кζ2 =q2 λD (1 + µb/λD ),εε0(3.8)и дзета потенциал становится характеристикой лишь одной гидрофобной поверхности ине зависит от свойств второй. Ур. (3.8) важно для понимания и интерпретации измеренийдзета потенциала на свободных поверхностях раздела пузырей и капель масла [104—106].Ур. (3.6) подразумевает, что дзета потенциал гидрофобной поверхности в широком симметричном канале также задаётся ур. (3.8), исключая случай b = ∞ и µ = 0, когда он становитсяравным ζ2 = −2u2 λD η/Et εε0 H ≃ 0. Приведенная теория может быть расширена на случайсупергидрофобных поверхностей.3.4 Выводы по главе 31.
Латеральная подвижность поверхностного заряда сильно изменяет профиль электроосмотического (ЭО) течения жидкости вблизи гидрофобных поверхностей.Предложенное электрогидродинамическое граничное условие позволяет учестьдинамическую роль поверхностных зарядов в ЭО течении.2.
Разработаны аналитические формулы для дзета-потенциала и скорости ЭО скольжения, которые разрешают ряд фундаментальных проблем в литературе, связанныхс электрофоретической подвижностью капель и пузырей.3. Результаты компьютерного моделирования профиля скорости течения жидкостиметодом диссипативной динамики частиц хорошо согласуются с предсказаниямиконтинуальной теории, если применить электрогидродинамическое граничноеусловие.83Глава 4. Управляемое светом диффузиоосмотическоетечение жидкостиДанная глава посвящена ионным равновесиям и течению жидкости, возникающимвблизи заряженной поверхности в растворе светочувствительного катионогенного ПАВ, приоблучении светом. Управляемое светом течение жидкости является перспективным методом манипулирования движением ансамбля частиц на поверхности твердого тела.
В литературном обзоре рассмотрены примеры течений, управляемых светом и инициированных наповерхности жидкость-газ. Существенным отличием данной работы от предыдущих является то, что классический механизм течения Марангони, при котором градиент поверхностного натяжения вызывает движение жидкости, не позволяет объяснить течение вблизи твердыхповерхностей. В данной главе предлагается новый механизм диффузиоосмотического (ДО)течения жидкости для объяснения данного явления. Кроме того, исследуется зависимостьскорости возникающего течения жидкости от концентрации соли и ионогенного ПАВ.
Теоретические результаты сопоставляются с экспериментальными данными и наблюдениями.Результаты данной главы опубликованы в работе:1. Feldman D., Maduar S.R., Lomadze N., Santer M., Vinogradova O.I., Santer S.Manipulation of small particles at solid liquid interface: light driven diffusioosmosis //Sci. Rep. — 2016.
— Vol.6 — P.36443.Экспериментальные измерения, описанные в данной главе, проведены в группе профессора С. Сантер (Потсдамский университет, Германия). Теоретическая модель предложена автором диссертации совместно с О.И. Виноградовой. Численные расчеты течений жидкости и сопоставление с экспериментальными данными выполнены автором диссертации.4.1 Экспериментальные наблюденияИнициирование подобных течений требует использования фоточувствительных ионогенных ПАВ. Существует большое число молекул, которые могут быть модифицированы засчет включения фоточувствительной группы.
Одним из наиболее известных примеров являются производные азобензола, см. рис. 4.1. Азобензол претерпевает обратимую фотоизомеризацию между более устойчивым транс- и метастабильным цис-состояниями. Нарядус изменениями конформации, происходят изменения физических свойств молекулы: формаизменяется от стержневой до угловой, дипольный момент увеличивается от 0 Д в транссостоянии до 3 Д – в цис.
Таким образом, освещение молекул вызывает их фотоизомеризацию и, как следствие, изменение их гидрофобности/гидрофильности.Схема экспериментальной установки показана на рис. 4.1.(a): стеклянная поверхностьс микрочастицами оксида кремния (диаметр порядка 2 мкм) помещена в водный растворПАВ концентрации c =1 мМ. Фокус лазера (λ = 355 нм, P = 1.5 мкм) находится на уровнетвердой поверхности. При включении лазерного света коллоидные частицы начинают дви-84Рисунок 4.1.
(а) Схема экспериментальной установки, состоящей из микроканала, заполненного водным раствором ПАВ. Частицы оксида кремния размером около 2 мкм в диаметре седиментируют на поверхность твердого субстрата. Далее субстрат локально освещается УФ-светом, который вызывает движение частиц из освещенной области. (б) Химическая структура молекулы катионогенного ПАВ, содержащей светочувствительный фрагмент азобензола. Ниже показана схема фото-изомеризации молекулы. (в) Пять фотографийповерхности, показывающих последовательные стадии “очистки” поверхности от частиц,полученные через 1 с, 10 с, 30 с, 60 с и 5 мин после облучения.жение из облучаемой области. После 5 мин облучения поверхность становится практически свободной от частиц.
Экспериментально показано, что лазерное излучение не влияет наколлоидные частицы в отсутствии растворенного ПАВ. Таким образом, данные эффекты невызваны эффектами локального нагрева за счет лазера, а определяются именно градиентамиконцентрации молекул ПАВ, которые возникают при локальном облучении.Радиальная зависимость скорости частиц вычислялась путем отслеживания их траекторий. Данная зависимость представлена на рис.
4.2.(а). Для анализа движения частиц микрофотография была разделена на кольцевые сегменты шириной 30 мкм. Положения частицв этих сегментах были усреднены и построены в функции времени, см. рис. 4.2.(д). Как видно из рис. 4.2.(д), движение частиц различается в зависимости от начального расстояния доцентра облучения лазерным пучком. Отметим, что для распределения скорости виден мак-85Рисунок 4.2. (а) Микрофотографии частиц оксида кремния на поверхности стекла, помещенные в 1 мМ раствор ПАВ до облучения (а) и после облучения (б) в течение 1 мин и(в) 3 мин УФ светом (λ = 355 нм).
Частицы на рисунке окрашены для контрастности; красные точки показывают центр лазерного пучка. Фотография (а) разделена на эквидистантныекольца вокруг центра; толщина каждого кольца 30 мкм. (г) Визуализация траекторий частиц.(д) Зависимость радиальной координаты частицы от времени, усредненной внутри каждогоиз колец. (е) Усредненная максимальная скорость частиц как функция расстояния от централазерного пучка.симум для кольца с границами r = 30 мкм и r = 60 мкм.
Характерное значение скоростичастиц при этом составляет порядка 1 мкм/с.Наличие максимума говорит о том, что движение частиц может быть вызвано жидкостью, так как согласно уравнению неразрывности, ∇ · u = 0, тангенциальная скоростьжидкости в центре облученного пятна должна быть равна нулю.Отметим, что направление течения изменится, если инвертировать распределения циси транс-молекул ПАВ. Этого можно добиться переводом большинства молекул из транссостояния в цис, облучив весь раствор УФ-светом, а затем локальным облучением зеленымсветом. Зеленый свет инициирует возврат молекул из цис-состояния обратно в транс, см.рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
