Steuerbare Tropfen auf beheizten konzentrischen Mikrorillen-Arrays

Jun 13, 2023

Nature Communications Band 13, Artikelnummer: 3141 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Der geführte Tropfentransport ist in verschiedenen Wasser- und Wärmemanagementtechnologien von großer Bedeutung. Der unidirektionale Tropfentransport auf einer heißen Oberfläche ist weit verbreitet, eine bidirektionale Umkehr ist jedoch immer noch eine Herausforderung. Hier berichten wir über einen steuerbaren Transport von Tropfen, die auf beheizte konzentrische Mikrorillenanordnungen auftreffen, wobei die Richtung des Tropfentransports durch die Siedemodi der Tropfen bestimmt wird. Im Übergangssiedezustand entstand die treibende Kraft aus der durch die Mikrorillen erzeugten Laplace-Druckdifferenz, die es dem Tropfen ermöglicht, zum Krümmungsmittelpunkt zurückzuprallen. Im Filmsiedezustand wird zwischen den Rillen und der eingedrungenen Flüssigkeit eine Nettokraft zur gegenüberliegenden Seite erzeugt, die den Tropfen weit vom Krümmungsmittelpunkt wegtreibt. Unsere experimentellen und theoretischen Ergebnisse zeigen, dass die seitliche Verschiebung sowohl durch die Weber-Zahl als auch durch den außermittigen Abstand gesteuert wird. Diese Erkenntnisse stärken unser grundlegendes Verständnis der Tropfenaufpralldynamik bei hohen Temperaturen und sind für die effektive Kühlung von Hot-Spot-Kernen und die Tropfensiebung von wesentlicher Bedeutung.

Die Korrektur des Tröpfchentransports auf heißen Oberflächen ist sowohl von grundlegendem Interesse als auch von praktischer Bedeutung für die Sprühkühlung1,2, die Widerstandsreduzierung3,4,5 und die Stromerzeugung6,7. Besonderes Augenmerk wurde in den letzten Jahren auf die Oberflächentemperatur oberhalb des sogenannten Leidenfrostpunkts gelegt, wo der Tropfen auf seiner eigenen Dampfschicht schwebt. Im Gegensatz zu Umgebungsbedingungen, bei denen die Tropfengleichrichtung durch die Nutzung von Gradienten der Oberflächenenergie erreicht wird und häufig durch Kontaktlinienfixierung behindert wird, ermöglicht die darunter liegende Dampfschicht des Tropfens in diesem Leidenfrost-Zustand die Eliminierung der Kontaktlinienfixierung und damit der damit verbundenen Grenzflächenreibung . Daher wurden verschiedene asymmetrische Strukturen wie makroskalige oder nanoskalige Ratschen entwickelt, um einen unidirektionalen Tropfentransport im Leidenfrost-Zustand zu realisieren, der aus der durch den asymmetrischen Dampfausstoß erzeugten Scherspannung resultiert8,9,10. Allerdings verursacht die darunter liegende Dampfschicht des Tropfens, die eine vernachlässigbare Grenzflächenreibung ermöglicht, auch einen enormen Wärmeübertragungswiderstand, der einem effektiven Wärmemanagement entgegensteht.

Sprühkühlung, eine wichtige Kühltechnik in vielen Wärmemanagementgeräten, kann die Wärme von Geräten durch heftige Verdampfung von Tropfen abgeben. Der vorübergehende Kontakt des auftreffenden Tropfens mit der heißen Oberfläche geht mit einem vorübergehenden Phasenwechsel und intensiven Vibrationen einher. Somit ermöglicht ein auftreffender Tropfen eine zufällige Führung statt einer vollständigen Verdunstung vor Ort, was zu einer unbefriedigenden Kühleffizienz führt. Darüber hinaus neigt die Temperaturverteilung auf heißen Oberflächen aufgrund des zufälligen Tröpfchentransports dazu, asymmetrisch zu sein, was wiederum einen thermischen Marangoni-Effekt verursacht11,12. Kürzlich haben Forscher vorgeschlagen, dass eine gerichtete Tropfengleichrichtung zum bevorzugten Bereich für eine verbesserte Wärmeübertragung auf geraden Pfostenanordnungen mit einem Dichtegradienten1 und regelmäßig gemusterten Pfosten mit Januspilzstrukturen13 erreicht werden kann. Allerdings ist in all diesen Studien die Tropfentransportrichtung bei einem Design mit fester Oberfläche nicht steuerbar, und die Bewegung der Tropfen lässt sich nur schwer quantitativ steuern, obwohl die Bewegungsrichtungen eindeutig sind. Darüber hinaus beruht die unidirektionale Tropfengleichrichtung auf einem ausgeklügelten Design der Oberflächenstruktur und einer sorgfältigen Kontrolle der spezifischen Stelle, an der der Tropfen auftrifft. Daher bleibt die kontrollierte Tropfenvektorisierung auf heißen Oberflächen eine große Herausforderung.

In dieser Forschung entwerfen wir konzentrische Mikrorillenanordnungen, um einen bidirektionalen Tropfentransport durch Vermittlung der Oberflächentemperatur zu erreichen, was über die herkömmlichen Methoden zur Realisierung eines unidirektionalen Tropfentransports durch chemische Gradienten14,15, Ratschen8,10 und Krümmungen16,17 hinausgeht. Auftreffende Tropfen werden bei Temperaturen unterhalb des Leidenfrost-Punkts in Richtung des Krümmungszentrums transportiert, während sie bei Temperaturen oberhalb des Leidenfrost-Punkts in die Richtung weit weg vom Krümmungszentrum transportiert werden, d. h. die Transportrichtung des Tropfens wird durch die synergistische Wirkung von Oberflächenstruktur und Sieden bestimmt Zustände. Eine einfache Skalierung zeigt, dass die seitliche Transportentfernung des Tropfens von der Weber-Zahl und dem außermittigen Abstand zwischen der Aufprallposition und dem Krümmungsmittelpunkt abhängt. Darüber hinaus zeigen wir, dass diese vielseitige und robuste Strategie bei der hocheffizienten Wärmeübertragung und Tropfensiebung angewendet werden kann.

Die Scheibenoberfläche mit einem Durchmesser d = 2 cm, wie in der schematischen Darstellung in Abb. 1a und der ergänzenden Abb. 1 dargestellt, besteht aus einer Reihe konzentrischer Mikrorillen mit gleichmäßiger Stegbreite W = 40 μm, Rillenbreite S = 40 μm. und Höhe H = 20 μm, und die Oberflächenbenetzbarkeit bei Raumtemperatur wird in der Ergänzenden Anmerkung 1 besprochen. Wir betrachten einen Wassertropfen mit Radius R = 1,18 mm, der mit einem außermittigen Abstand zwischen dem Auftreffpunkt und dem Krümmungsmittelpunkt auf die Oberfläche auftrifft r = d/4 unter We = 16,9 bei verschiedenen Temperaturen. Die Weber-Zahl ist definiert als We = ρU2R/γ, wobei ρ und γ die Massendichte und Oberflächenspannung von Wasser und U die Aufprallgeschwindigkeit sind. Bei T = 200 °C kocht der Tropfen, nachdem er seinen maximalen Ausbreitungsdurchmesser erreicht hat, heftig, bis er bei 102,1 ms an seinem ursprünglichen Ort vollständig verdampft (ergänzende Abbildung 3). In diesem Fall befindet sich der Tropfen in einem Kontaktsiedezustand, der eine hocheffiziente Wärmeübertragung ermöglicht. Bei steigender Temperatur, also T = 250 °C, wird ein schwaches Sieden beobachtet. Beachten Sie, dass beim Rückstoß, wenn die Breite des Tropfens entlang der radialen Richtung ihr Minimum erreicht, der Tropfen eine Bohnenform bildet (d. h. bei t = 9,8 ms in Abb. 1b) und schließlich in Richtung des Krümmungszentrums abprallt, was zu … eine seitliche Verschiebung ΔlL = 1,84 mm zwischen dem Auftreffpunkt und dem Punkt, an dem der Tropfen auf das Substrat zurückfällt (wie in Abb. 1b und der linken Spalte des Zusatzfilms 1 dargestellt). Überraschenderweise konvergieren die auftreffenden Tropfen bei dieser Temperatur unabhängig vom Freisetzungspunkt (Zusatzfilm 2) im Krümmungsmittelpunkt. Wenn die Temperatur weiter ansteigt, also T = 350 °C, gibt es kein offensichtliches Sieden und der Tropfen prallt vollständig zurück, was dem auf superhydrophoben Oberflächen ähnelt18,19. Beachten Sie jedoch, dass der Tropfen umgekehrt mit einer seitlichen Verschiebung ΔlR = 1,76 mm weit vom Krümmungsmittelpunkt abprallt, wie in Abb. 1c und der rechten Spalte des Zusatzfilms 1 dargestellt.

a Schematische Diagramme, die bidirektionale Bewegungen von Tropfen zeigen, die bei verschiedenen Temperaturen auf die beheizten konzentrischen Mikrorillenanordnungen auftreffen. b, c Sequentielle Bilder des Tropfenaufpralls auf den Oberflächen bei T = 250 bzw. 350 °C. Hier ist We = 16,9 und r = d/4. ΔlL und ΔlR bezeichnen die seitlichen Verschiebungen entlang der linken bzw. rechten Richtung. Die in b und c angezeigten Maßstabsbalken betragen 1 mm.

Der gerichtete Tropfentransport wird deutlich, wenn man die Ausbreitungs- und Rückzugsvorgänge während des Aufpralls vergleicht. Abb. 2a, b zeigen die zeitliche Entwicklung des normalisierten Tropfenkontaktlinienlängenverhältnisses K = L(t)/R, wobei L(t) den Abstand zwischen dem linken/rechten Kontaktpunkt und dem anfänglichen Auftreffpunkt über die Zeit darstellt. Bei T = 250 °C sind, wie in Abb. 2a dargestellt, die Längenverhältnisse der linken und rechten Kontaktlinie vergleichbar, wobei die linke etwas größer ist und schließlich der gesamte Tropfen nach links springt. Beachten Sie, dass sich die rechte Kontaktlinie nach t = 8 ms schneller zurückzieht als die linke, da die linke Seite des Mittelrands durch die vorderste Flüssigkeit geschützt wird. Bei T = 350 °C ist das maximale Längenverhältnis der linken Kontaktlinie jedoch deutlich größer als das der rechten. Nach t = 4 ms prallt die linke Kontaktlinie viel schneller zurück als die rechte (Abb. 2b), und schließlich springt der Tropfen nach rechts.

a, b Variation des Kontaktlinienlängenverhältnisses K eines auftreffenden Tropfens auf konzentrischen Mikrorillenanordnungen (r = d/4) auf der linken (rot) und rechten (schwarz) Seite unter We = 16,9 bei T = 250 und 350 °C, jeweils. Die Einschübe in a, b stellen die Seitenansicht mit maximaler Ausbreitung dar. c Seitliche Verschiebungen Δl von springenden Tropfen als Funktion der Temperatur unter verschiedenen Weber-Zahlen. Ein positives Δl, also ΔlL, zeigt an, dass die Tropfen zum Krümmungsmittelpunkt zurückprallen, während ein negatives, also ΔlR, in die entgegengesetzte Richtung zurückprallt. Die Einschübe zeigen den Rückstoß aufprallender Tropfen, kurz nachdem sie bei verschiedenen Siedezuständen die maximale Ausbreitung erreicht haben. Die Fehlerbalken der Daten in a–c geben die Standardabweichung von drei Messungen an. Quelldaten werden als Quelldatendatei bereitgestellt.

Als nächstes zeichnen wir die Variation der seitlichen Verschiebung Δl der auftreffenden Tropfen als Funktion der Substrattemperatur T für verschiedene We auf. Wie in Abb. 2c gezeigt, wird ein In-situ-Kontaktsieden beobachtet, wenn T höher als der Siedepunkt, aber kleiner als 215 °C ist, bei dem der Tropfen bis zu seiner vollständigen Verdampfung nur schwer vom Substrat abgezogen werden kann. Der leicht außermittige Abstand resultiert aus Messfehlern aufgrund des heftigen Siedens des Tropfens. Wenn die Temperatur ansteigt, z. B. 215 °C ≤ T ≤ 295 °C, befindet sich der auftreffende Tropfen in einem Übergangssiedezustand, in dem der Tropfen immer in Richtung des Krümmungsmittelpunkts zurückprallt (Δl > 0). Wenn die Temperatur jedoch weiter ansteigt, z. B. T > 315 °C, befindet sich der Tropfen in einem Filmsiedezustand, in dem der Tropfen immer weit weg vom Krümmungsmittelpunkt zurückprallt (Δl < 0). Beachten Sie, dass es im Temperaturbereich 295 °C ≤ T ≤ 315 °C einen Übergang gibt, bei dem ein Hybridsieden auftritt und die Richtung des Tropfenrückpralls zufällig mit einer relativ kleinen seitlichen Verschiebung ist. Der Abfall würde nach links abprallen, wenn das Übergangssieden unter einer hohen Weber-Zahl vorherrscht, z. B. Datenpunkte We = 13,7 und 16,9 bei T = 300 °C, während er nach rechts abprallt, wenn das Filmsieden unter einer niedrigen Weber-Zahl vorherrscht, z. B , Datenpunkte We = 4,1 und 7,3 bei T = 300 °C. Dies liegt daran, dass die Leidenfrost-Temperatur mit der Weber-Zahl zunimmt und kein fester Wert ist20.

Darüber hinaus untersuchen wir den Einfluss des außermittigen Abstands r und der Weber-Zahl We auf die laterale Verschiebung Δl bei verschiedenen Temperaturen. Wie in Abb. 3a, b gezeigt, ist es im Übergangssiedezustand bei T = 250 °C offensichtlich, dass ΔlL mit r für ein festes We abnimmt, aber mit We für ein bestimmtes r zunimmt. Ähnliche Tendenzen werden im Siedezustand bei T = 350 °C beobachtet, wie in Abb. 3c, d dargestellt. Diese Tatsachen legen nahe, dass ΔlL und ΔlR trotz bemerkenswert unterschiedlicher Temperaturen der Substrate und Rückprallrichtungen der Tropfen eng mit r und We zusammenhängen.

a, b Variation von ΔlL bei T = 250 °C als Funktion von r unter verschiedenen We bzw. als Funktion von We für verschiedene r. c, d Variation von ΔlR bei T = 350 °C als Funktion von r unter verschiedenen We bzw. als Funktion von We für verschiedene r. Die Fehlerbalken der Daten in a–d geben die Standardabweichung von drei Messungen an. Quelldaten werden als Quelldatendatei bereitgestellt.

Wir untersuchen nun die zugrunde liegenden Mechanismen, die für den gerichteten Rückprall beim Übergangssieden bei T = 250 °C verantwortlich sind. Um die Frage zu beantworten, betrachten wir zunächst die Tropfenverformung bei den Ausbreitungs- und Rückzugsprozessen, die eine wichtige Rolle bei der Wechselwirkung zwischen Tropfen und Substrat spielt. Wie in Abb. 1b gezeigt, kommt es zu heftigem Sieden, wenn der Tropfen das Substrat berührt, was zu einer teilweisen Benetzung des Kontaktbereichs führen kann. Darüber hinaus breitet sich der Tropfen aufgrund einer kleineren Kontaktwinkelhysterese entlang der Umfangsrichtung im Vergleich zur radialen Richtung des Substrats entlang der Rillen stärker aus und entwickelt sich zu einer elliptischen Form (d. h. 3,6 ms) und nicht zu einem perfekten Kreis im Maximum Verlängerung. In diesem Fall fließt entlang der Umfangsrichtung mehr Flüssigkeit zu den beiden Enden, so dass auf der linken und rechten Seite eine relativ dünnere Schicht zurückbleibt. Da der zurückstoßende Tropfen mit der Taylor-Culick-Geschwindigkeit befeuchtet wird, die umgekehrt proportional zur Hälfte der Dicke der Flüssigkeitsschicht ist21,22, weichen die linke und rechte Seite schneller zurück als die oberen und unteren Enden und bilden schließlich eine bohnenförmige Form Der Tropfen bildet sich am Ende des Rückzugs, dh bei 9,8 ms (Ergänzende Diskussion 1). Dieses Verhalten unterscheidet sich deutlich von dem in früheren Untersuchungen, bei denen ein auftreffender Tropfen kreisförmig zurückprallt23 oder sofort verdunstet20. Beachten Sie, dass die Bogenlänge des bohnenförmigen Tropfens bei t = 9,8 ms nahe an seiner maximalen Ausbreitungsbreite Dmax bei t = 3,6 ms liegt (Abb. 1b), und daher gilt 2rα ≈ Dmax, wobei α die entsprechende mittlere Hälfte ist -Winkel, wie im Einschub von Abb. 4a gezeigt. Nach der Skalierung24 von Dmax/D ~ We1/4 erhalten wir

wobei D = 2 R der anfängliche Tropfendurchmesser ist. Tatsächlich wird dies für verschiedene Werte von r und We beobachtet, wobei die experimentellen Daten gut mit Gleichung (1) übereinstimmen. 1 mit einem Vorfaktor von 1,25 basierend auf der besten Anpassung (Abb. 4a).

a Beziehungen zwischen 2αr/D und We. b Die seitliche Verschiebung ΔlL als Funktion von We und dem anfänglichen außermittigen Abstand r. Hier ist R = 1,18 mm und die roten durchgezogenen Linien in a, b sind jeweils die besten Anpassungen der Gleichungen. 1 und 3 zu den experimentellen Daten. c Das obere Feld, das die Morphologie des Tropfens während des Rückstoßes aus der Draufsicht skizziert. Die roten und blauen Pfeile stellen die Kräfte dar, die die Rillen auf die Flüssigkeit ausüben. Das untere Feld skizziert den Benetzungszustand der Abschnitte aa. Der linke und rechte Teil des Tropfens sind durch hellrote bzw. hellblaue Schatten gekennzeichnet. d Die seitliche Verschiebung ΔlR als Funktion von We und r. Die durchgezogene Linie ist die beste Anpassung von Gl. 5. Die Fehlerbalken der Daten in a, b, d geben die Standardabweichung von drei Messungen an. Quelldaten werden als Quelldatendatei bereitgestellt.

Die treibende Kraft, die den Tropfen zum Krümmungszentrum des Substrats treibt, konnte aus den asymmetrischen Profilen des Tropfens abgeleitet werden. In der Draufsicht in der linken Spalte des Zusatzfilms 1 ist die Asymmetrie des linken und rechten Profils des Tropfens im Rückstoßzustand besonders deutlich zu erkennen, was zu unterschiedlichen Krümmungen auf der linken und rechten Seite des Torus führt. Folglich ergibt sich eine Laplace-Druckdifferenz δP, die nicht nur die asymmetrische Verformung des Tropfens, sondern auch die seitliche Bewegung des gesamten Tropfens erklärt. Eine genaue Ableitung von δP im gesamten Rückstoßstadium ist aufgrund der komplexen und veränderlichen Morphologie des Tropfens schwierig. Allerdings konnte δP anhand des bohnenförmigen Abfalls bei 9,8 ms in Abb. 1b wahrgenommen werden. Mit anderen Worten muss δP in der Rückstoßphase eine Stärke haben, die in der Lage ist, den kreisförmigen Tropfen in einen bohnenförmigen zu zwingen, und δP, das auf den bohnenförmigen Tropfen ausgeübt wird, könnte als der charakteristische Wert davon angesehen werden Rückstoßstadium. In diesem Zusammenhang führen wir Analysen auf der Grundlage des bohnenförmigen Tropfens durch, bei dem es zwei Hauptkrümmungsradien gibt, d rechten (Punkt B) Seiten der Flüssigkeits-Dampf-Menisken (ergänzende Abbildung 5), während die Meridianradien e/2 sowohl für die linke als auch rechte Seite (Punkte A und B) gelten, wobei e als Breite von bezeichnet wird der bohnenförmige Tropfen (Einschub in Abb. 4b). Basierend auf der Young-Laplace-Gleichung25 wird eine Druckdifferenz zwischen den Punkten A und B erhalten, d. h. δP = PB – PA ≈ γ(1/r1 + 1/r2) > 0, was zu einer inneren Druckdifferenz führt, die den Tropfen antreibt auf die linke Seite bewegen. Da e ≪ r, wird δP ≈ γ(1/r1 + 1/r2) ≈ 2γ/r ~ γ/r erwartet (Ergänzende Diskussion 2). Wenn man davon ausgeht, dass δP in horizontaler Richtung wirkt, beträgt die auf den Tropfen in horizontaler Richtung ausgeübte Kraft FL = δP·A, wobei A ~ Dmax2 die Kontaktfläche zwischen den Grenzflächen zwischen Feststoff und Flüssigkeit in der Rückstoßphase und nicht das spezifische Moment des Tropfens charakterisiert ausgelöste Bohnenform. Schließlich erhalten wir

Somit wird die Beschleunigung entlang der seitlichen Richtung, die den Tropfen zum Mittelpunkt der Krümmung treibt, als aL = FL/m charakterisiert, wobei m = 4πρR3/3 die Masse des Tropfens ist. Dementsprechend könnte die entsprechende Quergeschwindigkeit als VL = aLτ0 geschätzt werden, wobei τ0 ~ (ρR3/γ)1/2 die klassische Fest-Flüssigkeits-Kontaktzeit23 während des Tropfenaufpralls ist. Betrachtet man einen freien Fall des Tropfens nach dem Ablösen vom Untergrund mit der Aufwärtsgeschwindigkeit \({U}_{\perp }\), beträgt die horizontale Flugzeitspanne \(\Delta t \sim {U}_{\perp } /g\), wobei g die Erdbeschleunigung ist. Hier ist \({U}_{\perp }\) die charakteristische Rückprallgeschwindigkeit26 und könnte als \({U}_{\perp }={[\gamma /(\rho R)]}^{1 geschätzt werden /2}\). Schließlich gilt \(\Delta {l}_{{{\mathrm{L}}}} \sim {V}_{{{\mathrm{L}}}}\varDelta t \sim ({F}_ {{{\mathrm{L}}}}{\tau }_{0}/m)({U}_{\perp }/g)\) und eine Kombination aus Gl. 2 führt zu

In Gl. 3, lc = [γ/(ρg)]1/2 ist definiert als die Kapillarlänge, die für Wasser in der Umgebungslaborumgebung etwa 2,73 mm beträgt. Wie in Abb. 4b gezeigt, wird der durch Gl. geschätzte seitliche Abstand ΔlL ermittelt. 3 stimmt sehr gut mit den experimentellen Daten überein, wobei ein Vorfaktor von 0,32 auf der besten Anpassung basiert.

Wir untersuchen nun den zugrunde liegenden Mechanismus, der für die seitliche Verschiebung des Tropfens im Filmsiedezustand verantwortlich ist. Anders als beim Übergangssiedezustand ist die Temperatur des Filmsiedezustands höher und unter dem Tropfen wird eine dünne Luftfilmschicht erzeugt, die einen direkten Kontakt zwischen der Flüssigkeit und dem festen Substrat verhindert. Darüber hinaus verringert das Vorhandensein des Luftfilms die Adhäsion zwischen dem Tropfen und den Rillen erheblich, was zu einer kreisförmigen Form des Tropfens während des gesamten Aufpralls führt (Abb. 1c). Hier gehen wir davon aus, dass die Kraft, die den Tropfen zur seitlichen Bewegung antreibt, auf die Wechselwirkung zwischen der Flüssigkeit und dem Substrat zurückzuführen ist. Um diesen Punkt anzugehen, überprüfen wir zunächst die Morphologie der Flüssigkeit im Kontaktbereich. Beim Aufprall stellt sich ein Gleichgewicht zwischen dem dynamischen Druck ρU2/2 und dem Kapillardruck γ/R* ein, das aus der Dynamik des Tropfens bzw. des in den Rillen erzeugten Flüssigkeits-Dampf-Meniskus resultiert. Hier stellt R* ~ S2/ε den Krümmungsradius des Flüssigkeits-Dampf-Meniskus in den Rillen27 dar, wobei ε die Eindringtiefe ist. Die obige Analyse führt zu einer Schätzung der Eindringtiefe, dh ε ~ S2We/R (siehe Einzelheiten in der ergänzenden Diskussion 3). Die in unseren Experimenten verwendeten Parameter (d. h. S = 40 μm, R ~ 1 mm und We ~ 10) führen zu ε ~ 10 μm, deren Größenordnung mit der Tiefe der Rille (ε ~ ​​H) vergleichbar ist und auf a schließen lässt Eindringen der Flüssigkeit in die Rillen, und daher übt die zurückstoßende Flüssigkeit während des Tropfenrückzugsprozesses Kräfte auf die Innenwand der Rillen aus. Die Innenwand der Rillen übt wiederum entsprechende Kräfte in die entgegengesetzte Richtung auf die Flüssigkeit aus, wie durch die roten und blauen Pfeile in Abb. 4c dargestellt. Für eine quantitative Analyse verwenden wir μ, um die oben genannte Kraft pro Länge (N/m) in einer einzelnen Rille zu bezeichnen, also μ ~ ρU//2H, mit U// ~ [γ/(ρh)]1/2 und h = RWe−1/2 ist die charakteristische Quergeschwindigkeit bzw. Dicke der zurückstoßenden Flüssigkeit28. Nach Integration über den gesamten Kontaktbereich konnte die resultierende wirkende Kraft ermittelt werden (siehe Einzelheiten in der ergänzenden Diskussion 4). Der Einfachheit halber betrachten wir den Tropfen in zwei Teile, nämlich den linken und rechten Teil, die durch die rote bzw. blaue Farbe markiert sind. Auf der linken Seite des Tropfens (roter Schatten in Abb. 4c) konnte die von den Rillen auf den Tropfen wirkende Kraft als Fleft ≈ 2μ(R2 − R3/r)/(W + S) abgeschätzt werden. Ebenso ist die Kraft auf der rechten Seite (hellblauer Schatten in Abb. 4c) Fright ≈ 2μ(R2 + R3/r)/(W + S). Darüber hinaus ergibt sich die auf den Tropfen ausgeübte Nettokraft FR = Fright − Fleft als

die nach rechts zeigt und es dem Tropfen ermöglicht, weit vom Krümmungsmittelpunkt weg abzuprallen. Unter Berücksichtigung von \(\Delta {l}_{{{\mathrm{R}}}} \sim {V}_{{{\mathrm{R}}}}\varDelta t \sim ({F}_{{{ \mathrm{R}}}}{\tau }_{0}/m)({U}_{\perp }/g)\) wie zuvor analysiert, erhalten wir schließlich

Gleichung (5) legt nahe, dass die seitliche Verschiebung ΔlR des Tropfens, der im Filmsiedezustand auf die konzentrischen Mikrorillenanordnungen auftrifft, auch durch die Weber-Zahl und den anfänglichen außermittigen Abstand gesteuert wird, was durch die Daten in Abb. 4d gut bestätigt wird . Der Vorfaktor von Gl. 5, erhalten aus der besten Anpassung an die experimentellen Daten, beträgt 1,15. Darüber hinaus liefern uns die oben erhaltenen Kräfte Fleft und Fright grundlegende Erkenntnisse zum Verständnis der Tropfenausbreitungs- und Rückstoßdynamik in Abb. 2b. Das obige Ergebnis Fleft < Fright weist darauf hin, dass der auf die Flüssigkeit ausgeübte Widerstand geringer ist, dass sich der Tropfen schneller ausbreitet und die Kontaktlänge links größer ist als rechts. Im Gegenteil, die linke Kontaktlinie bewegt sich während der Rückstoßphase schneller als die rechte.

Um die universelle Anwendbarkeit der steuerbaren Tropfentransportmethode durch den Einsatz konzentrischer Mikrorillenanordnungen sowie der vorgeschlagenen Modelle weiter zu validieren, wurden systematische Experimente durchgeführt, um die Auswirkung von Strukturparametern auf die seitliche Transportentfernung des Tropfens zu untersuchen (siehe Einzelheiten in der ergänzenden Diskussion 6). ). Insbesondere wurden Substrate mit unterschiedlicher Stegbreite W (20 und 40 μm), Rillenbreite S (10, 40 und 80 μm) und Steghöhe H (10, 20, 50 μm) hergestellt und als W20S10H20 (d. h. W = 20 μm, S = 10 μm, H = 20 μm), W20S40H20, W20S80H20, W40S10H20, W40S40H20, W40S80H20, W40S40H10 bzw. W40S40H50 (ergänzende Abbildung 9). Es ist offensichtlich, dass der vorgeschlagene Ansatz gut validiert ist und die seitliche Verschiebung auftreffender Tropfen auf verschiedenen Substraten denselben Skalierungsgesetzen folgt, z. B. ΔlL ~ lc2r−1We1/2 im Übergangssiedezustand und ΔlR ~ lc2H(W + S)− 1r−1We1/2 im Filmsieden, wie in der ergänzenden Abbildung 10 gezeigt.

Die Fähigkeit, Tropfen abzuscheiden, um die gewünschten Transportrichtungen auf sehr wiederholbare Weise zu erhalten, ist für eine Wärmeableitung mit hoher Effizienz erwünscht und kann auch zur Durchführung praktischer Aufgaben wie der Tropfensiebung für strömungsbasierte Anwendungen genutzt werden29,30. Die Vorteile unserer Arbeit kommen diesen Konzepten maßgeblich zugute, was im Folgenden dargestellt wird. Es ist bekannt, dass der Siedezustand der Flüssigkeit als Funktion der Substrattemperatur mit der Flüssigkeitseigenschaft zusammenhängt , und Abb. 5a zeigt ein Phasendiagramm, das den bidirektionalen Transport verschiedener Flüssigkeiten (Tabelle S1) bei unterschiedlichen Temperaturen beschreibt . Erstens könnten wir für einen bestimmten Wert der Substrattemperatur eine Flüssigkeit verwenden, um sicherzustellen, dass sich der auftreffende Tropfen immer im Übergangssiedezustand befindet. Wie in Abb. 5b gezeigt, können bei der Ablagerung aufeinanderfolgender Wassertropfen diese im Krümmungszentrum konvergiert werden (Zusatzfilm 3), was insbesondere bei der Kühlung eine hocheffiziente Wärmeübertragung in der Mitte des Substrats verspricht Hotspots. Zweitens, wie in der ergänzenden Abbildung 12a und im ergänzenden Film 4 gezeigt, durch Nutzung der entgegengesetzten Rückprallrichtung von zwei Arten von Tröpfchen mit unterschiedlichen Flüssigkeitseigenschaften (z. B. Ethanol und n-Hexan) bei einer bestimmten Temperatur, z. B. T = 160 ° C: Die synchron abgelagerten Tropfen prallen in entgegengesetzte Richtungen zurück, um eine Tropfensiebung zu realisieren (Abb. 5c und Zusatzfilm 5). Dieses faszinierende Transportverhalten auf unseren Oberflächen ist allgemeiner Natur. Weitere Ergebnisse finden Sie in den ergänzenden Abbildungen 12b – d und den ergänzenden Filmen 6–8.

ein Phasendiagramm für unterschiedliche Transportrichtungen verschiedener Flüssigkeiten bei unterschiedlichen Temperaturen. „Links“ stellt den Tropfen dar, der zum Krümmungsmittelpunkt zurückprallt, während „Rechts“ den Tropfen darstellt, der weit vom Krümmungsmittelpunkt zurückprallt. b Sequentielle Bilder, die die Konvergenz aufeinanderfolgender Wassertropfen auf dem Krümmungsmittelpunkt bei T = 250 °C und We = 10,5 zeigen. c Vergleich zwischen entgegengesetzten Rückprallrichtungen von Ethanol- und n-Hexan-Tropfen, der die Fähigkeit der Tropfensiebung bei T = 160 °C, We = 10,5 und r = d/4 zeigt. Der Ethanoltropfen springt in Richtung des Krümmungsmittelpunkts, während der n-Hexantropfen weit vom Krümmungsmittelpunkt weg abprallt. Die Maßstabsbalken in b und c betragen 2 mm.

Zusammenfassend haben wir über eine Strategie zur Steuerung von Tropfen auf heißen konzentrischen Substraten mit Mikrorillen berichtet. Beim Übergangssieden bildet der auftreffende Tropfen während des Rückzugsprozesses eine Bohnenform, wodurch eine Laplace-Druckdifferenz entsteht, die den Tropfen in Richtung des Krümmungsmittelpunkts treibt. Im Filmsiedezustand prallt der auftreffende Tropfen jedoch aufgrund der Wechselwirkungskraft zwischen der eingedrungenen Flüssigkeit und den Rillen in die entgegengesetzte Richtung ab, dh weit weg vom Krümmungsmittelpunkt. Diese Arbeit durchbricht unser Verständnis, dass Tropfen auf heißen strukturierten Oberflächen nur in eine Richtung transportiert werden können, wie beispielsweise die Leidenfrost-Tropfen. Kürzlich haben Jiang et al. berichten über ein bemerkenswertes Phänomen, dass der Leidenfrost-Effekt bis zu einer rekordhohen Temperatur33, z. B. 1100 °C, gehemmt werden konnte, was durch die Konstruktion der sogenannten „strukturierten thermischen Panzerung“ erklärt wird, um die Benetzungsphänomene von der Dampfdynamik zu entkoppeln. Hier schlagen wir einen alternativen Ansatz vor, der den Reichtum des Wärmemanagements hervorhebt. Diese steuerbare und hochgradig wiederholbare Art und Weise, einen gerichteten Transport von Tropfen zu realisieren, sowie detaillierte grundlegende Erkenntnisse der Physik, die wir offenbart haben, stellen ein Paradigma zur Manipulation des Tropfentransports auf heißen Oberflächen dar, das in verschiedenen Anwendungen verfügbar ist, darunter unter anderem Sprühkühlung und Tropfensiebung viele andere.

Dennoch bleiben einige offene Fragen. Beispielsweise spielt der Kontaktzustand aufgrund von Siedemodi zwischen der Flüssigkeit und dem Substrat während des Aufpralls eine entscheidende Rolle bei der Bestimmung der Rückpralldynamik des Tropfens. Die direkte Beobachtung des Kontaktzustands auf unserer strukturierten Oberfläche stellt jedoch eine Herausforderung für die aktuelle Technologie dar20, was jedoch der Fall ist unerlässlich für einen wissenschaftlichen Durchbruch. Im vorliegenden Experiment werden hydrophile Substrate eingesetzt. Der Aufprall auf Substrate mit unterschiedlichen Benetzbarkeiten bei noch höheren Temperaturen und Weber-Zahlen muss noch weiter erforscht werden, was für praktische Anwendungen von erheblichem Interesse sein könnte. Darüber hinaus kann die vertikale Komponente des Drucks, die aus dem dünnen Dampffilm resultiert, die Gesamtdynamik des Tropfenabprallens beeinflussen, und weitere Untersuchungen sind noch erforderlich. Daher wäre eine gründliche Aufklärung dieser Einflüsse, die für den steuerbaren Tropfentransport verantwortlich sind, in der Zukunft einer gesonderten Untersuchung wert.

Die konzentrischen Mikrorillen-Arrays wurden mithilfe der Standard-Photolithographietechnik auf einem Siliziumwafer hergestellt. Konkret wurde zunächst eine SiO2-Schicht mit einer Dicke von 2 µm bei hoher Temperatur auf dem Siliziumwafer mit einer Dicke von 500 µm abgeschieden. Der Fotolack wurde gleichmäßig auf die SiO2-Schicht aufgetragen. Anschließend wurde das freigelegte SiO2 durch reaktives Ionenätzen (RIE) geätzt. Deep RIE wurde verwendet, um das Siliziumsubstrat weiter zu ätzen, um das Mikromuster zu bilden. Es wurde eine Reihe von Substraten mit unterschiedlicher Stegbreite W (20 und 40 μm), Rillenbreite S (10, 40 und 80 μm) und Steghöhe H (10, 20, 50 μm) hergestellt und sind mit W20S10H20 gekennzeichnet ( dh W = 20 μm, S = 10 μm, H = 20 μm), W20S40H20, W20S80H20, W40S10H20, W40S40H20, W40S80H20, W40S40H10 bzw. W40S40H50, wie in den ergänzenden Abbildungen gezeigt. 1, 9.

Die Probe wurde auf einer Heizplatte erhitzt, wobei ein Thermoelement zur Überwachung der Oberflächentemperatur verwendet wurde. Entionisierte Wassertröpfchen mit einem Radius R = 1,18 mm wurden aus einer Spritzenpumpe, die mit einer feinen Nadel ausgestattet war, mit einer Durchflussrate von 2 μL/s freigesetzt. Die Höhe zwischen den Tröpfchen und den Substraten wurde angepasst, um die Aufprallgeschwindigkeit U von 0,23 auf 1,02 m/s zu ändern, was der Weber-Zahl (We) von 0,8 < We < 16,9 entspricht, wobei We = ρU2R/γ als Weber definiert ist Zahl mit der Flüssigkeitsdichte ρ = 998 kg/m3 und der Flüssigkeitsoberflächenspannung γ = 72 mN/m. Das dynamische Tropfenverhalten wird mit zwei synchronen Hochgeschwindigkeitskameras (Photron SA5) mit einer Bildrate von 10.000 fps gleichzeitig aus der Seitenansicht und der Draufsicht gefilmt.

Zur Bestimmung der Stichprobengröße wurde keine statistische Methode verwendet. Es wurden keine Daten von den Analysen ausgeschlossen. Die Experimente waren nicht randomisiert. Die Forscher waren während der Experimente und der Ergebnisbewertung nicht blind für die Zuteilung.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich. Quelldaten werden mit diesem Dokument bereitgestellt.

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Die Arbeit wird von der National Natural Science Foundation of China (NSFC, Nr. 52075071, YL, 11872227 und 11921002, CL (Cunjing Lv)), Fundamental Research Funds for the Central Universities (DUT18RC3048, YL) und Liao Ning Revitalization Talents unterstützt Programm (XLYC1807092, YL).

Schlüssellabor für Präzisions- und nicht-traditionelle Bearbeitungstechnologie des Bildungsministeriums, Dalian University of Technology, Dalian, 116024, VR China

Cong Liu, Chengguang Lu, Zichao Yuan und Yahua Liu

Abteilung für technische Mechanik und Zentrum für Nano- und Mikromechanik, AML, Tsinghua-Universität, Peking, 100084, VR China

Cunjing Lv

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YL, CL (Cong Liu) und CL (Cunjing Lv) konzipierten die Forschung. YL und CL (Cunjing Lv) überwachten die Forschung. CL (Cong Liu), CL (Chenguang Lu) und ZY führten das Experiment durch. CL (Cunjing Lv) baute die Modelle. Alle Autoren analysierten die Daten und verfassten die Arbeit.

Korrespondenz mit Cunjing Lv oder Yahua Liu.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Communications dankt Rajneesh Bhardwaj, Li Jia und Zuankai Wang für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Liu, C., Lu, C., Yuan, Z. et al. Steuerbare Tropfen auf beheizten konzentrischen Mikrorillen-Arrays. Nat Commun 13, 3141 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-30837-z

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Eingegangen: 02. November 2021

Angenommen: 20. Mai 2022

Veröffentlicht: 06. Juni 2022

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

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