Caídas orientables en matrices de microranuras concéntricas calentadas

Jun 13, 2023

Nature Communications volumen 13, Número de artículo: 3141 (2022) Citar este artículo

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El transporte guiado por caída es de gran importancia en diversas tecnologías de gestión térmica y del agua. El transporte de gotas unidireccional sobre una superficie caliente se ha desarrollado ampliamente, pero una inversión bidireccional sigue siendo un desafío. Aquí, informamos un transporte orientable de gotas que inciden en matrices de microranuras concéntricas calentadas, en las que la direccionalidad del transporte de gotas está dictada por los modos de ebullición de gotas. En el estado de ebullición de transición, la fuerza motriz se originó a partir de la diferencia de presión de Laplace generada por las microranuras, lo que permite que la gota rebote hacia el centro de curvatura. Mientras se encuentra en estado de ebullición pelicular, se genera una fuerza neta hacia el lado opuesto entre las ranuras y el líquido penetrado, que aleja la gota del centro de curvatura. Nuestros resultados experimentales y teóricos descubren que el desplazamiento lateral está controlado tanto por el número de Weber como por la distancia descentrada. Estos hallazgos fortalecen nuestra comprensión fundamental de la dinámica del impacto de la caída a altas temperaturas y son esenciales para el enfriamiento efectivo de los núcleos de puntos calientes y el tamizado por caída.

La rectificación del transporte de gotas en superficies calientes es tanto de interés fundamental como de importancia práctica en el enfriamiento por aspersión1,2, la reducción de la resistencia aerodinámica3,4,5 y la generación de energía6,7. En los últimos años, se ha prestado especial atención a la temperatura de la superficie por encima del llamado punto Leidenfrost, donde la gota levita sobre su propia capa de vapor. A diferencia de las condiciones ambientales en las que la rectificación de la gota se logra aprovechando los gradientes de energía superficial y, a menudo, obstaculizada por la fijación de la línea de contacto, en este estado de Leidenfrost, la capa de vapor subyacente de la gota permite la eliminación de la fijación de la línea de contacto y, en consecuencia, la fricción interfacial asociada. . Por lo tanto, se han desarrollado varias estructuras asimétricas, como trinquetes a macroescala o nanoescala, para realizar el transporte unidireccional de gotas en el estado de Leidenfrost, como resultado del esfuerzo cortante generado por la eyección asimétrica de vapor8,9,10. Sin embargo, la capa de vapor subyacente de la gota que permite una fricción interfacial insignificante también provoca una gran resistencia a la transferencia de calor, lo que es adverso para una gestión térmica eficaz.

El enfriamiento por rociado, como técnica de enfriamiento importante en muchos dispositivos de gestión térmica, puede liberar el calor de los dispositivos al evaporar las gotas violentamente. El contacto transitorio de la gota que incide sobre la superficie caliente va acompañado de un cambio de fase transitorio y una vibración intensa. Por lo tanto, una gota que choca permite una guía aleatoria en lugar de una evaporación total in situ, lo que provoca una eficiencia de enfriamiento insatisfactoria. Además, la distribución de temperatura tiende a ser asimétrica en superficies calientes debido al transporte aleatorio de gotas, lo que a su vez provoca un efecto térmico Marangoni11,12. Recientemente, los investigadores propusieron que la rectificación de caída direccional a la región preferencial para mejorar la transferencia de calor se puede lograr en arreglos de postes rectos con un gradiente de densidad1 y postes con patrones regulares con estructuras de hongo Janus13. Sin embargo, en todos estos estudios, la dirección de transporte de las gotas no es orientable para un diseño de superficie fija, y el movimiento de las gotas es difícil de controlar cuantitativamente, aunque las direcciones de movimiento son explícitas. Además, la rectificación de gotas unidireccionales se basa en el elaborado diseño de la estructura de la superficie y el control escrupuloso de la ubicación específica donde impacta la gota. Por lo tanto, la vectorización de gotas controladas en superficies calientes sigue siendo un gran desafío.

En esta investigación, diseñamos matrices de microranuras concéntricas para lograr el transporte de gotas bidireccional al mediar la temperatura de la superficie, lo que va más allá de las formas tradicionales de realizar el transporte de gotas unidireccional por gradiente químico14,15, trinquetes8,10 y curvaturas16,17. La gota que impacta se transporta hacia el centro de curvatura a temperaturas por debajo del punto de Leidenfrost, mientras que hacia la dirección más alejada del centro de curvatura a temperaturas por encima del punto de Leidenfrost, es decir, la dirección del transporte de la gota está dictada por la acción sinérgica de la estructura de la superficie y la ebullición. estados La escala simple muestra que la distancia de transporte lateral de caída depende del número de Weber y la distancia descentrada entre la posición de impacto y el centro de curvatura. Además, demostramos que esta estrategia versátil y robusta podría aplicarse en transferencia térmica de alta eficiencia y tamizado por goteo.

La superficie del disco con un diámetro d = 2 cm, como se muestra en el diagrama esquemático de la Fig. 1a y la Fig. 1 complementaria, consta de una matriz de microranuras concéntricas con un ancho de cresta uniforme W = 40 μm, ancho de ranura S = 40 μm, y altura H = 20 μm, y la humectabilidad de la superficie a temperatura ambiente se analiza en la Nota complementaria 1. Consideramos una gota de agua con un radio R = 1,18 mm que incide sobre la superficie con una distancia descentrada entre el punto de impacto y el centro de curvatura r = d/4 bajo We = 16,9 a diferentes temperaturas. El número de Weber se define como We = ρU2R/γ, siendo ρ y γ la densidad de masa y la tensión superficial del agua, y U la velocidad de impacto. A T = 200 °C, después de que la gota alcanza su diámetro máximo de dispersión, hierve violentamente hasta que se evapora por completo a 102,1 ms en su ubicación original (Fig. 3 complementaria). En este caso, la gota se encuentra en un estado de ebullición por contacto que permite una transferencia de calor de alta eficiencia. Cuando la temperatura aumenta, es decir, T = 250 °C, se observa una ebullición débil. Tenga en cuenta que durante el retroceso, cuando el ancho de la gota a lo largo de la dirección radial alcanza su mínimo, la gota adopta la forma de un frijol (es decir, en t = 9,8 ms en la Fig. 1b), y finalmente rebota hacia el centro de curvatura, lo que resulta en un desplazamiento lateral ΔlL = 1,84 mm entre el punto de impacto y el punto donde la gota vuelve a caer al sustrato (como se muestra en la Fig. 1b y la columna izquierda de la Película complementaria 1). Sorprendentemente, las gotas que chocan convergen en el centro de curvatura independientemente del punto de liberación (Película complementaria 2) a esta temperatura. Cuando la temperatura aumenta aún más, es decir, T = 350 °C, no hay una ebullición evidente y la gota rebota por completo, lo que es similar a lo que sucede en las superficies superhidrofóbicas18,19. Pero tenga en cuenta que, por el contrario, la gota rebota lejos del centro de curvatura con un desplazamiento lateral ΔlR = 1,76 mm, como se muestra en la Fig. 1c y la columna derecha de la Película complementaria 1.

a Diagramas esquemáticos que muestran movimientos bidireccionales de gotas que impactan en las matrices de microranuras concéntricas calentadas a diferentes temperaturas. b, c Imágenes secuenciales del impacto de la gota sobre las superficies a T = 250 y 350 °C, respectivamente. Aquí, We = 16,9 y r = d/4. ΔlL y ΔlR denotan los desplazamientos laterales a lo largo de las direcciones izquierda y derecha, respectivamente. Las barras de escala que se muestran en b, c son de 1 mm.

El transporte de caída direccional es obvio cuando se comparan los procesos de extensión y retracción durante el impacto. Las figuras 2a, b muestran la evolución temporal de la relación de longitud de la línea de contacto de caída normalizada K = L(t)/R, donde L(t) representa la distancia entre el punto de contacto izquierdo/derecho y el punto de impacto inicial a lo largo del tiempo. A T = 250 °C, como se muestra en la Fig. 2a, las proporciones de longitud de las líneas de contacto izquierda y derecha son comparables entre sí, siendo la izquierda un poco más grande y, finalmente, toda la gota rebota hacia la izquierda. Tenga en cuenta que la línea de contacto derecha retrocede más rápido que la izquierda después de t = 8 ms, debido a que el lado izquierdo del borde central está protegido por el líquido que se encuentra más adelante. Sin embargo, a T = 350 °C, la relación de longitud máxima de la línea de contacto izquierda es notablemente mayor que la de la derecha. Después de t = 4 ms, la línea de contacto izquierda retrocede mucho más rápido que la derecha (Fig. 2b), y finalmente, la gota rebota hacia la derecha.

a, b Variación de la relación de longitud de la línea de contacto K de una gota que incide sobre matrices de microranuras concéntricas (r = d/4) en los lados izquierdo (rojo) y derecho (negro) bajo We = 16,9 a T = 250 y 350 °C, respectivamente. Los recuadros en a, b representan la vista lateral de máxima dispersión. c Desplazamientos laterales Δl de gotas que rebotan en función de la temperatura bajo varios números de Weber. Un Δl positivo, es decir, ΔlL, indica que las gotas rebotan hacia el centro de curvatura, mientras que uno negativo, es decir, ΔlR, hacia la dirección opuesta. Los recuadros muestran el retroceso de las gotas que impactan poco después de que alcanzan la máxima dispersión en diferentes estados de ebullición. Las barras de error de los datos en a–c denotan la desviación estándar de tres mediciones. Los datos de origen se proporcionan como un archivo de datos de origen.

A continuación graficamos la variación del desplazamiento lateral Δl de las gotas incidentes en función de la temperatura del sustrato T para diferentes We. Como se muestra en la Fig. 2c, cuando T es superior al punto de ebullición pero inferior a 215 °C, se observa una ebullición por contacto in situ, en la que la gota es difícil de despegar del sustrato hasta su completa evaporación. La distancia ligeramente descentrada es el resultado de un error de medición debido a la violenta ebullición de la gota. Cuando la temperatura aumenta, por ejemplo, 215 °C ≤ T ≤ 295 °C, la gota que impacta se encuentra en un estado de ebullición de transición, en el que la gota siempre rebota hacia el centro de curvatura (Δl > 0). Sin embargo, cuando la temperatura aumenta aún más, por ejemplo, T > 315 °C, la gota se encuentra en un estado de ebullición pelicular, en el que la gota siempre rebota lejos del centro de curvatura (Δl < 0). Tenga en cuenta que, en el rango de temperatura 295 °C ≤ T ≤ 315 °C, hay una transición durante la cual existe una ebullición híbrida y la dirección de rebote de la gota es aleatoria con un desplazamiento lateral relativamente pequeño. La gota rebotaría hacia la izquierda cuando la ebullición de transición domina bajo un número de Weber alto, por ejemplo, puntos de datos We = 13.7 y 16.9 a T = 300 °C, mientras que hacia la derecha cuando la ebullición de película prevalece bajo un número de Weber bajo, por ejemplo , puntos de datos We = 4.1 y 7.3 a T = 300 °C. Esto se debe a que la temperatura de Leidenfrost aumenta con el número de Weber y no es un valor fijo20.

Además, investigamos la influencia de la distancia descentrada r y el número de Weber We en el desplazamiento lateral Δl a diferentes temperaturas. Como se muestra en la Fig. 3a, b, en el estado de ebullición de transición a T = 250 °C, es obvio que ΔlL disminuye con r para un We fijo, pero aumenta con We para un r específico. Se observan tendencias similares en el estado de ebullición a T = 350 °C, como se muestra en la Fig. 3c, d. Estos hechos sugieren que, a pesar de las temperaturas notablemente diferentes de los sustratos y las direcciones de rebote de las gotas, ΔlL y ΔlR están estrechamente relacionados con r y We.

a, b Variación de ΔlL a T = 250 °C en función de r bajo varios We y en función de We para varios r, respectivamente. c, d Variación de ΔlR a T = 350 °C en función de r bajo varios We y en función de We para varios r, respectivamente. Las barras de error de los datos en a–d denotan la desviación estándar de tres mediciones. Los datos de origen se proporcionan como un archivo de datos de origen.

Ahora exploramos los mecanismos subyacentes que explican el rebote direccional en la transición que hierve a T = 250 °C. Para abordar la pregunta, primero consideramos la deformación de la gota en los procesos de expansión y retroceso, que juega un papel importante en la interacción entre la gota y el sustrato. Como se muestra en la Fig. 1b, se produce una ebullición violenta cuando la gota entra en contacto con el sustrato, lo que puede humedecer parcialmente la región de contacto. Además, debido a una histéresis del ángulo de contacto más pequeña a lo largo de la dirección circunferencial en comparación con la dirección radial del sustrato, la gota se extiende más a lo largo de las ranuras y evoluciona hacia una forma elíptica (es decir, 3,6 ms) en lugar de un círculo perfecto en su punto máximo. extensión. En este caso, fluye más líquido hacia los dos extremos a lo largo de la dirección circunferencial, dejando una capa relativamente más delgada en los lados izquierdo y derecho. Dado que la gota de retroceso se rocía a la velocidad de Taylor-Culick, que es inversamente proporcional a la mitad del espesor de la capa líquida21,22, los lados izquierdo y derecho retroceden más rápido que los extremos superior e inferior y, finalmente, una gota en forma de frijol. la caída se forma al final de la retracción, es decir, a los 9,8 ms (Discusión complementaria 1). Este comportamiento es notablemente diferente al de investigaciones anteriores, en las que una gota que impacta retrocede en forma circular23 o se evapora inmediatamente20. Tenga en cuenta que la longitud del arco de la gota en forma de frijol en t = 9,8 ms está cerca de su ancho máximo de dispersión Dmax en t = 3,6 ms (Fig. 1b), y por lo tanto tenemos 2rα ≈ Dmax, donde α es la mitad central correspondiente -ángulo, como se muestra en el recuadro de la Fig. 4a. Siguiendo el escalado24 de Dmax/D ~ We1/4, obtenemos

donde D = 2 R es el diámetro de gota inicial. De hecho, esto se observa para diferentes valores de r y We, donde los datos experimentales concuerdan bien con la ecuación. 1 con un prefactor 1.25 basado en el mejor ajuste (Fig. 4a).

a Relaciones entre 2αr/D y Nosotros. b El desplazamiento lateral ΔlL en función de We y la distancia inicial descentrada r. Aquí, R = 1,18 mm, y las líneas continuas rojas en a, b son, respectivamente, los mejores ajustes de las Ecs. 1 y 3 a los datos experimentales. c El panel superior esbozando la morfología de la gota durante el retroceso desde la vista superior. Las flechas roja y azul representan las fuerzas que ejercen las ranuras sobre el líquido. El panel inferior esbozando el estado de humectación de las secciones aa. Las partes izquierda y derecha de la gota están marcadas con sombras de color rojo claro y azul claro, respectivamente. d El desplazamiento lateral ΔlR en función de We y r. La línea continua es el mejor ajuste de la Ec. 5. Las barras de error de los datos en a, b, d indican la desviación estándar de tres mediciones. Los datos de origen se proporcionan como un archivo de datos de origen.

La fuerza impulsora que impulsa la gota hacia el centro de curvatura del sustrato podría deducirse en base a los perfiles asimétricos de la gota. Desde la vista superior en la columna izquierda de la Película complementaria 1, la asimetría de los perfiles izquierdo y derecho de la gota es particularmente obvia en el estado de retroceso, lo que da como resultado las diferentes curvaturas en los lados izquierdo y derecho del toro. En consecuencia, se representa una diferencia de presión de Laplace δP, que no solo explica la deformación asimétrica de la gota sino también el movimiento lateral de toda la gota. Una deducción exacta de δP en toda la etapa de retroceso es un desafío debido a la morfología compleja y cambiante de la gota. Sin embargo, δP podría percibirse en función de la caída en forma de frijol a los 9,8 ms en la Fig. 1b. En otras palabras, δP en la etapa de retroceso debe tener una fuerza que sea capaz de forzar la gota de forma circular a una en forma de frijol, y δP ejercido sobre la gota en forma de frijol podría considerarse como el valor característico del cual en el etapa de retroceso. Al respecto, hacemos análisis basados ​​en la gota en forma de frijol donde hay dos radios de curvatura principales, es decir, radios azimutales r1 = r − e/2 y r2 = r + e/2 cerrados a la izquierda (punto A) y lados derechos (punto B) de los meniscos de vapor líquido (Fig. 5 complementaria), respectivamente, mientras que los radios meridionales e/2 para los lados izquierdo y derecho (puntos A y B), donde e se denota como el ancho de la gota en forma de frijol (recuadro de la Fig. 4b). A partir de la ecuación de Young-Laplace25 se obtiene una diferencia de presión entre los puntos A y B, es decir, δP = PB – PA ≈ γ(1/r1 + 1/r2) > 0, lo que genera una diferencia de presión interna que impulsa la gota para moverse hacia el lado izquierdo. Dado que e ≪ r, se espera δP ≈ γ(1/r1 + 1/r2) ≈ 2γ/r ~ γ/r (Discusión complementaria 2). Considerando que δP trabaja a lo largo de la dirección horizontal, la fuerza ejercida sobre la gota a lo largo de la dirección horizontal es FL = δP·A, donde A ~ Dmax2 caracteriza el área de contacto entre las interfaces sólida y líquida en la etapa de retroceso en lugar del momento específico de la caída. forma de frijol activado. Finalmente, obtenemos

Así, la aceleración a lo largo de la dirección lateral que impulsa la gota hacia el centro de la curvatura se caracteriza como aL = FL/m, siendo m = 4πρR3/3 la masa de la gota. En consecuencia, la velocidad lateral correspondiente podría estimarse como VL = aLτ0, siendo τ0 ~ (ρR3/γ)1/2 el tiempo de contacto sólido-líquido clásico23 durante el impacto de la gota. Considerando una caída libre de la gota después de separarse del sustrato con una velocidad ascendente \({U}_{\perp }\), el tiempo de vuelo horizontal es \(\varDelta t \sim {U}_{\perp } /g\), siendo g la aceleración de la gravedad. Aquí, \({U}_{\perp }\) es la velocidad característica de rebote26 y podría estimarse como \({U}_{\perp }={[\gamma /(\rho R)]}^{1 /2}\). Finalmente, tenemos \(\varDelta {l}_{{{\mathrm{L}}}} \sim {V}_{{{\mathrm{L}}}}\varDelta t \sim ({F}_ {{{\mathrm{L}}}}{\tau }_{0}/m)({U}_{\perp }/g)\) y una combinación de Eq. 2 conduce a

En la ecuación. 3, lc = [γ/(ρg)]1/2 se define como la longitud del capilar, que es de unos 2,73 mm para el agua en el entorno del laboratorio. Como se muestra en la Fig. 4b, la distancia lateral ΔlL estimada por la Eq. 3 es muy consistente con los datos experimentales, con un prefactor de 0,32 basado en el mejor ajuste.

Ahora exploramos el mecanismo subyacente que explica el desplazamiento lateral de la gota en el estado de ebullición de la película. A diferencia del estado de ebullición de transición, la temperatura del estado de ebullición de la película es más alta y se genera una fina capa de película de aire debajo de la gota que evita el contacto directo entre el líquido y el sustrato sólido. Además, la existencia de la película de aire reduce significativamente la adherencia entre la gota y los surcos, lo que confiere una forma circular a la gota durante todo el choque (Fig. 1c). Aquí, planteamos la hipótesis de que la fuerza que impulsa a la gota a moverse lateralmente sería el resultado de la interacción entre el líquido y el sustrato. Para abordar este punto, primero verificamos la morfología del líquido en la región de contacto. En el impacto se alcanza un equilibrio entre la presión dinámica ρU2/2 y la presión capilar γ/R*, resultante de la dinámica de la gota y del menisco líquido-vapor generado en las ranuras, respectivamente. Aquí, R* ~ S2/ε representa el radio de curvatura del menisco líquido-vapor en las ranuras27, siendo ε la profundidad de penetración. El análisis anterior conduce a una estimación de la profundidad de penetración, es decir, ε ~ S2We/R (ver detalles en la Discusión complementaria 3). Los parámetros utilizados en nuestros experimentos (es decir, S = 40 μm, R ~ 1 mm y We ~ 10) dan lugar a ε ~ 10 μm, cuyo orden es comparable a la profundidad del surco (ε ~ ​​H) y sugiere una penetración del líquido en las ranuras y, por lo tanto, el líquido en retroceso ejercerá fuerzas sobre la pared interna de las ranuras durante el proceso de retracción de la gota. A su vez, la pared interna de las ranuras ejercerá fuerzas equivalentes sobre el líquido en la dirección opuesta, como se representa con las flechas roja y azul en la Fig. 4c. Para dar un análisis cuantitativo, usamos μ para denotar la fuerza antes mencionada por longitud (N/m) en un solo surco, es decir, μ ~ ρU//2H, con U// ~ [γ/(ρh)]1/2 y h = RWe−1/2 siendo la velocidad lateral característica y el espesor del líquido en retroceso, respectivamente28. Después de la integración en toda la región de contacto, se pudo obtener la fuerza de actuación resultante (ver detalles en la Discusión complementaria 4). Para simplificar, consideramos la caída en dos partes, es decir, las partes izquierda y derecha que están marcadas con los colores rojo y azul, respectivamente. En el lado izquierdo de la gota (sombra roja en la Fig. 4c), la fuerza que actúa sobre la gota desde las ranuras podría estimarse como Fleft ≈ 2μ(R2 − R3/r)/(W + S). De manera similar, la fuerza de la derecha (sombra azul claro en la Fig. 4c) es Fright ≈ 2μ(R2 + R3/r)/(W + S). Además, la fuerza neta FR = Fright − Fleft ejercida sobre la gota se obtiene como

que apunta a la derecha y permite que la gota rebote lejos del centro de la curvatura. Considerando \(\varDelta {l}_{{{\mathrm{R}}}} \sim {V}_{{{\mathrm{R}}}}\varDelta t \sim ({F}_{{{ \mathrm{R}}}}{\tau }_{0}/m)({U}_{\perp }/g)\) como se analizó antes, finalmente obtenemos

La ecuación (5) sugiere que el desplazamiento lateral ΔlR de la gota que impacta en las matrices de microranuras concéntricas en el estado de ebullición de la película también está controlado tanto por el número de Weber como por la distancia descentrada inicial, lo cual está bien confirmado por los datos de la Fig. 4d . El prefactor de la Ec. 5 obtenido del mejor ajuste a los datos experimentales es 1.15. Además, las fuerzas Fleft y Fright obtenidas en lo anterior nos brindan información fundamental para comprender la dinámica de propagación y retroceso de las gotas en la Fig. 2b. El resultado anterior Fleft < Fright indica una menor resistencia ejercida sobre el líquido, que la gota se esparce más rápido y que la longitud de contacto es mayor a la izquierda que a la derecha. Por el contrario, la línea de contacto izquierda se mueve más rápido que la derecha durante la etapa de retroceso.

Para validar aún más la aplicabilidad universal del método de transporte de caída dirigible mediante el empleo de matrices de microranuras concéntricas, así como los modelos propuestos, se realizaron experimentos sistemáticos para profundizar en el efecto de los parámetros estructurales en la distancia de transporte lateral de caída (ver detalles en la Discusión complementaria 6 ). Específicamente, se fabricaron sustratos con diferentes anchos de cresta W (20 y 40 μm), ancho de ranura S (10, 40 y 80 μm) y altura de cresta H (10, 20, 50 μm) y se etiquetaron como W20S10H20 (es decir, W = 20 μm, S = 10 μm, H = 20 μm), W20S40H20, W20S80H20, W40S10H20, W40S40H20, W40S80H20, W40S40H10 y W40S40H50, respectivamente (Fig. 9 complementaria). Es obvio que el enfoque propuesto está bien validado y que el desplazamiento lateral de las gotas que impactan sobre diferentes sustratos sigue las mismas leyes de escala, por ejemplo, ΔlL ~ lc2r−1We1/2 en el estado de ebullición de transición y ΔlR ~ lc2H(W + S)− 1r−1We1/2 en la película hirviendo, respectivamente, como se muestra en la Fig. 10 complementaria.

Se desea la capacidad de depositar gotas para obtener las direcciones de transporte deseadas de una manera altamente repetible para la disipación térmica con alta eficiencia, y también se puede utilizar para realizar tareas prácticas como el tamizado de gotas para aplicaciones basadas en fluidos29,30. Las ventajas de nuestro trabajo beneficiarán en gran medida a estos conceptos, que se ilustrarán a continuación. Es bien sabido que el estado de ebullición del líquido en función de la temperatura del sustrato está relacionado con la propiedad del líquido31,32, y la Fig. 5a muestra un diagrama de fase que describe el transporte bidireccional de varios líquidos (Tabla S1) a diferentes temperaturas . Primero, para un valor específico de la temperatura del sustrato, podríamos usar un líquido para garantizar que la gota incidente esté siempre en el estado de ebullición de transición. Como se muestra en la Fig. 5b, cuando se depositan gotas de agua sucesivas, pueden converger en el centro de curvatura (Película complementaria 3), lo que promete lograr una transferencia de calor de alta eficiencia en el centro del sustrato, especialmente en el enfriamiento. Puntos calientes. En segundo lugar, como se muestra en la figura complementaria 12a y la película complementaria 4, aprovechando la dirección de rebote opuesta de dos tipos de gotas con diferentes propiedades líquidas (por ejemplo, etanol y n-hexano) a una temperatura determinada, por ejemplo, T = 160 ° C, las gotas depositadas sincrónicamente rebotan en direcciones opuestas para realizar el tamizado de gotas (Fig. 5c y Película complementaria 5). Estos comportamientos de transporte intrigantes en nuestras superficies son generales, y se brindan más resultados en la Fig. 12b-d complementaria y las Películas complementarias 6-8.

a Diagrama de fase para diferentes direcciones de transporte de varios líquidos a diferentes temperaturas. "Izquierda" representa la gota que rebota hacia el centro de curvatura, mientras que "Derecha" representa la gota que rebota lejos del centro de curvatura. b Imágenes secuenciales que muestran la convergencia de sucesivas gotas de agua en el centro de curvatura a T = 250 °C y We = 10,5. c Comparación entre direcciones opuestas de rebote de gotas de etanol y n-hexano que muestra la capacidad de tamizado por caída a T = 160 °C, We = 10,5 y r = d/4. La gota de etanol rebota hacia el centro de curvatura, mientras que la gota de n-hexano rebota lejos del centro de curvatura. Las barras de escala en b, c son de 2 mm.

En resumen, hemos informado de una estrategia para dirigir gotas en sustratos microranurados concéntricos calientes. En la ebullición de transición, la gota que incide adopta la forma de un frijol durante el proceso de retracción, lo que genera una diferencia de presión de Laplace que conduce a la gota hacia el centro de curvatura. Sin embargo, en el estado de ebullición pelicular, la gota que impacta rebota hacia la dirección opuesta, es decir, lejos del centro de curvatura, debido a la fuerza de interacción entre el líquido penetrado y las ranuras. Este trabajo rompe con nuestra comprensión de que las gotas sobre superficies texturizadas calientes solo pueden transportarse en una dirección, como las gotas de Leidenfrost. Recientemente, Jiang et al. informan un fenómeno notable de que el efecto Leidenfrost podría inhibirse hasta una temperatura récord33, por ejemplo, 1100 °C, que se racionaliza mediante la construcción de la denominada "armadura térmica estructurada" para desacoplar los fenómenos de humectación de la dinámica del vapor. Aquí, proponemos un enfoque alternativo que enfatiza la riqueza de la gestión térmica. Esta forma orientable y altamente repetible de realizar el transporte direccional de gotas, así como la comprensión fundamental detallada de la física que hemos revelado, proporciona un paradigma para manipular el transporte de gotas en superficies calientes disponible en diversas aplicaciones, incluido el enfriamiento por aspersión y el tamizado de gotas, entre otras. muchos otros.

Aún así, quedan algunas preguntas abiertas. Por ejemplo, el estado de contacto debido a los modos de ebullición entre el líquido y el sustrato durante el impacto juega un papel crucial al dictar la dinámica de rebote de la gota; sin embargo, la observación directa del estado de contacto en nuestra superficie estructurada desafía la tecnología actual20, pero que es esencial para un avance científico. En el presente experimento, se emplean sustratos hidrofílicos. El impacto en sustratos con diferentes humectabilidades bajo temperaturas aún más altas y el número de Weber aún deben explorarse más a fondo, lo que podría ser de gran interés para aplicaciones prácticas. Además, el componente vertical de la presión que resulta de la delgada película de vapor puede afectar la dinámica general de rebote de las gotas, y aún se necesita más investigación. Por lo tanto, una aclaración exhaustiva de estas influencias que explican el transporte de caída dirigible merecería un estudio dedicado en el futuro.

Las matrices de microranuras concéntricas se fabricaron utilizando la técnica de fotolitografía estándar en una oblea de silicio. En concreto, primero se depositó una capa de SiO2 de 2 μm de espesor sobre la oblea de silicio de 500 μm de espesor a alta temperatura. La fotoprotección se revistió uniformemente sobre la capa de SiO2. Luego, el SiO2 descubierto se grabó mediante grabado de iones reactivos (RIE). Se usó RIE profundo para grabar más el sustrato de silicio para formar el micropatrón. Se fabricó una serie de sustratos con diferentes anchos de cresta W (20 y 40 μm), ancho de ranura S (10, 40 y 80 μm) y altura de cresta H (10, 20, 50 μm), y están etiquetados como W20S10H20 ( es decir, W = 20 μm, S = 10 μm, H = 20 μm), W20S40H20, W20S80H20, W40S10H20, W40S40H20, W40S80H20, W40S40H10 y W40S40H50, respectivamente, como se muestra en las Figs. 1, 9.

La muestra se calentó en una placa caliente, en la que se usó un termopar para controlar la temperatura de la superficie. Se liberaron gotas de agua desionizada de radio R = 1,18 mm desde una bomba de jeringa equipada con una aguja fina a un caudal de 2 μL/s. La altura entre las gotas y los sustratos se ajustó para cambiar la velocidad de impacto U de 0,23 a 1,02 m/s, correspondiente al número de Weber (We) de 0,8 < We < 16,9, donde We = ρU2R/γ se define como el Weber número con la densidad del líquido ρ = 998 kg/m3 y la tensión superficial del líquido γ = 72 mN/m. El comportamiento dinámico de la caída se filma simultáneamente desde las vistas lateral y superior utilizando dos cámaras sincrónicas de alta velocidad (Photron SA5) a una velocidad de fotogramas de 10 000 fps.

No se utilizó ningún método estadístico para predeterminar el tamaño de la muestra. No se excluyeron datos de los análisis. Los experimentos no fueron aleatorios. Los investigadores no estaban cegados a la asignación durante los experimentos y la evaluación de resultados.

Los datos que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles a los autores correspondientes previa solicitud. Los datos de origen se proporcionan con este documento.

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El trabajo cuenta con el apoyo de la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China (NSFC, No. 52075071, YL, 11872227 y 11921002, CL (Cunjing Lv)), los Fondos de Investigación Fundamental para las Universidades Centrales (DUT18RC3048, YL) y Liao Ning Revitalization Talents Programa (XLYC1807092, YL).

Laboratorio clave de precisión y tecnología de mecanizado no tradicional del Ministerio de Educación, Universidad Tecnológica de Dalian, Dalian, 116024, PR China

Cong Liu, Chengguang Lu, Zichao Yuan y Yahua Liu

Departamento de Ingeniería Mecánica y Centro de Nano y Micro Mecánica, AML, Universidad de Tsinghua, Beijing, 100084, PR China

Cunjing Nv

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YL, CL (Cong Liu) y CL (Cunjing Lv) concibieron la investigación. YL y CL (Cunjing Lv) supervisaron la investigación. CL (Cong Liu), CL (Chenguang Lu) y ZY llevaron a cabo el experimento. CL (Cunjing Lv) construyó los modelos. Todos los autores analizaron los datos y escribieron el artículo.

Correspondencia a Cunjing Lv o Yahua Liu.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature Communications agradece a Rajneesh Bhardwaj, Li Jia y Zuankai Wang por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

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Reimpresiones y permisos

Liu, C., Lu, C., Yuan, Z. et al. Caídas orientables en matrices de microranuras concéntricas calentadas. Nat Comun 13, 3141 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-30837-z

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Recibido: 02 noviembre 2021

Aceptado: 20 de mayo de 2022

Publicado: 06 junio 2022

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

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