Der geschwindigkeitsbindende Effekt von Partikeln auf einer Graphenschicht mit wandernder Oberflächenwelle

Einführung

Kürzlich wurde eine Reihe von Oberflächenwellen-/Phononen-induzierten schnellen Transport- und Diffusionsphänomenen auf Mikro-/Nanoskala nachgewiesen. Zunächst wurden die thermophoren Phänomene entlang einer Kohlenstoffnanoröhre [1,2,3,4,5] oder eines Graphenbandes [6,7,8,9,10] ausführlich untersucht. Es wurde bestätigt, dass thermische Fluktuationen einen kontinuierlichen Wasserfluss durch eine Kohlenstoffnanoröhre (CNT) ermöglichen, indem sie einen axialen thermischen Gradienten entlang ihrer Oberfläche auferlegen [11,12,13]. Simulationen der Nichtgleichgewichts-Moleküldynamik werden durchgeführt, um die Machbarkeit der Nutzung eines thermischen Gradienten auf einem großen Graphen-Substrat zu untersuchen, um die Bewegung einer kleinen Graphen-Nanoflocke zu steuern [6]. Darüber hinaus wird der thermisch getriebene Wassertröpfchentransport auf Graphen- und hexagonalen Bornitrid(h-BN)-Oberflächen durch molekulardynamische Simulationen untersucht [8, 9]. Es wird vermutet, dass diese Phänomene mit bestimmten Phononenmoden korrelieren [14,15,16,17,18,19]. Schön et al. führten die thermophore Bewegung innerhalb einer Kohlenstoffnanoröhre dem Atmungsmodus der Röhre zu [1, 20]. Panizonet al. [21] wies darauf hin, dass Biegewanderwellen/Phononen auf Graphen ihren Impuls an die Adsorbate weitergeben und den Transport bewirken können. Ähnlich wie bei thermophoren Phänomenen haben Angelos et al. zeigten, dass temperaturinduzierte, sich ausbreitende Wellen auf Graphen zu einer schnellen Diffusion von Wassernanotröpfchen führen können, die 2–3 Größenordnungen schneller ist als die Selbstdiffusion von Wassermolekülen in flüssigem Wasser [22, 23].

Neben thermischen Fluktuationen bestätigen Studien, dass die Schwingung auch Partikel und Tröpfchen in und außerhalb einer Kohlenstoffnanoröhre (CNT) transportieren kann [24,25,26,27]. Zum Beispiel werden die Nanotröpfchen mit einer Geschwindigkeit nahe 30 nm/ns entlang der Nanoröhre transportiert, wenn linear polarisierte transversale Schallwellen einen linearen Impuls an das Nanotröpfchen weitergeben [24, 28]. Guo et al. zeigten, dass Wassermoleküle innerhalb eines schwingenden Auslegers durch Zentrifugalkräfte angetrieben werden und einem kontinuierlichen Fluss von den festen zu den freien Enden der CNT durch Molekulardynamiksimulationen unterliegen können [26, 29]. Ein neuartiger nanoskaliger unidirektionaler Transport von Wassermolekülen durch eine einwandige Kohlenstoffnanoröhre (SWCNT) wird unter Verwendung einer Vibrationsladung und einer zusammengesetzten SWCNT mit asymmetrischer Oberflächenenergie entwickelt [30]. Zhouet al. [31] untersuchten Strominversionen in einer nanoskaligen Wasserpumpe auf Basis einer einwandigen Kohlenstoffnanoröhre, die durch mechanische Schwingungen angetrieben wurde, und bestätigten, dass die Wasserströmung empfindlich von der Frequenz mechanischer Schwingungen abhängt. Chang und Guo [32] entdeckten die Dominowelle in Kohlenstoffnanoröhren, die das innere Molekül mit einer hohen Geschwindigkeit von bis zu 1 km/s schießen kann. Ein reversibler Dominoprozess ist auch in einwandigen Kohlenstoffnanoröhren nachgewiesen [33].

Da verschiedene schnelle Diffusions- und Transportphänomene, die durch thermische Fluktuationen und Vibrationen induziert werden, im Nanomaßstab nachgewiesen werden, wird bestätigt, dass die Auf- und Abbewegung auf der Oberfläche die Diffusion und den Transport verbessern kann. Der Zusammenhang zwischen Welle und Teilchenbewegung ist noch unklar und lässt sich nicht vereinheitlichen. Eine Haupterklärung ist, dass der Impuls der Oberfläche zu Partikeln oder Tröpfchen außerhalb der Oberfläche transportiert werden kann [22, 24]. Aber der Zusammenhang zwischen Amplitude, Frequenz und Wechselwirkung zwischen Partikel und Oberfläche lässt sich aus dieser Erklärung nicht ergründen. Außerdem haben Angelos et al. wiesen darauf hin, dass eine klare Präferenz für ein Zeichen der Graphenkrümmung für eine schnelle Diffusion von Adsorbat auf der Graphenoberfläche notwendig ist [22], was darauf hindeutet, dass das durch die wellenförmige Oberflächenmorphologie induzierte Wechselwirkungspotential eng mit der schnellen Diffusion zusammenhängt. Daher ist die Untersuchung der Wechselwirkung zwischen welliger Oberfläche und äußeren Partikeln von wesentlicher Bedeutung, um den Mechanismus des schnellen Transports und der schnellen Diffusion im Nanobereich zu verstehen.

In diesem Artikel wird durch die Untersuchung von Partikeln außerhalb einer welligen Graphenoberfläche basierend auf der vdW-Wechselwirkung, die durch das Lennard-Jones (L-J)-Paarpotential dargestellt wird, eine kohärente Beziehung zwischen der Wellenbewegung und der Partikelgeschwindigkeit durch MD-Simulationen demonstriert. Es wird bestätigt, dass die Gesamtgeschwindigkeit der Partikel, die auf die wellenförmige Oberfläche fallen gelassen wird, die gleiche wie die der Wanderwelle unter bestimmten Voraussetzungen, nämlich dem Geschwindigkeitssperreffekt, bleibt. Dann wird eine Potentialpfützentheorie basierend auf dem Wechselwirkungspotential zwischen Teilchen und Wellenoberfläche, ausgedrückt als Funktion der Krümmungen, aufgestellt [34,35,36]. Mit dieser Theorie werden zwei Voraussetzungsbedingungen für den Geschwindigkeitssperreffekt vorgeschlagen, und die von der Theorie der potentiellen Pfützen vorhergesagte Flugbahn und Geschwindigkeit stimmt gut mit den Ergebnissen der MD-Simulation überein. Außerdem wird der Einfluss von Wellenlänge und Amplitude sowie der vdW-Wechselwirkungsparameter analysiert, was eine gute Übereinstimmung mit der für Tröpfchensurfphänomene auf der Graphenoberfläche festgestellten Regulation zeigt [22]. Der Mechanismus des wellengetriebenen Speed-Locking-Effekts offenbart eine neue kohärente Beziehung zwischen Partikelgeschwindigkeit und welliger Oberfläche.

Methoden

Die MD-Simulation ist im Softwarepaket Large-scale Atomic/Molecular Massively Parallel Simulator (LAMMPS) implementiert. Die wellige Oberfläche wird als Graphenschicht angenommen, die eine Ordnungszahldichte von \(\rho =3,85 \times 10^{19} \,{\text{m}}^{ - 2}\) hat. Die Graphenschicht ist anfangs flach mit z = 0 Å und ist 6344 Å lang entlang x Richtung, was zu einer Elementarzellengröße von 6000 Atomen führt. Entlang der y-Achse die periodische Randbedingung wird mit einer Periodenlänge von 12,2 Å verwendet. Hier wird ein kugelförmiges Teilchen mit der Masse \(m =0,83 \times 10^{ - 25} \,{\text{kg}}\) betrachtet, um das Modell zu vereinfachen und den geometrischen Effekt der wellige Oberfläche. Am Anfang wird das Partikel bei z . platziert = 7 Å und x = 200 Å. Es hat eine Anfangsgeschwindigkeit von − 50 m/s in z -Richtung und etwa 2000 m/s in x -Richtung. Durch Einstellen einer Startzeit für die Anfangsgeschwindigkeit in z -Richtung kann die Ausgangsposition für das auf die wellige Oberfläche fallende Partikel kontrolliert werden.

Das Potential der reaktiven empirischen Bindungsordnung (REBO) wird verwendet, um Graphenatome zu modellieren [37]. In der Zwischenzeit wird das Lennard-Jones-Potential gewählt, um die Wechselwirkung zwischen Teilchen \(P\) und jedem Kohlenstoffatom in Graphen zu modellieren, als

wobei \(\varepsilon =5,92 \times 10^{ - 21} \,{\text{J}}\) und \(\sigma =4 \times 10^{ - 10} \,{\text{m}} \). Die Gleichgewichtshöhe zwischen Teilchen \(P\) und der gekrümmten Oberfläche wird angenommen als \(h =4,2 \times 10^{ - 10} \,{\text{m}}\), bestimmt durch die Bedingung der Normalkraft als Null- und Simulationsergebnisse, die in Zusatzdatei 1 detailliert beschrieben sind:1.

Die Wanderwellenfunktion nimmt eine Sinusform an als,

wobei die Amplitude als \(A =1 \times 10^{ - 9} \,{\text{m}}\) und die Wellenlänge \(\lambda =21,75 \times 10^{ - 9} \, {\text{m}}\), sofern nicht anders angegeben. Die Kreisfrequenz wird angenommen als \(\omega ={{2\pi} \mathord{\left/ {\vphantom {{2\pi} {10^{ - 12} }}} \right. \kern-\nulldelimiterspace } {10^{ - 12} }}\) entsprechend einer Periode von 10 ps; die Wellengeschwindigkeit ist also \(v_{{{\text{wave}}}}} =2175\,{\text{m}}/{\text{s}} =\lambda \omega /2\pi\) . Um die Wanderwelle auszulösen, werden die linken 10 Å von Graphen (d. h. y \(\in\) [− 10, 0] Å) wird in z . gewackelt -Richtung mit der oben genannten Amplitude und Frequenz. Außerdem sind Kohlenstoffatome mit x> 6010 Å wird geklemmt, um die Graphenfolie stabil zu halten. Insbesondere wenn ein flaches Graphenblatt simuliert werden soll, werden auch ungeklemmte Graphenatome an ihren Anfangspositionen entlang z . gebunden -Achse mit einer schwachen Federkonstante von 0,0938 eV//Å2 (außer A auf 0 gesetzt ist).

Nicht fixierten Kohlenstoffatomen wird eine Anfangstemperatur von 5 K zugewiesen. Diese Temperatur wird eingestellt, um die thermisch aktivierten Welligkeiten zu eliminieren, die durch eine harmonische Kopplung zwischen den Biege- und Streckmoden von Graphen verursacht werden, und sich auf die Wirkung der durch mechanische Anregung verursachten Wanderwelle zu konzentrieren [22]. Die Struktur entwickelt sich dann in einem mikrokanonischen Ensemble (NVE) mit einem Zeitschritt von 1 fs. Wir haben diese Entwicklung beobachtet und festgestellt, dass die Temperatur während der gesamten Simulation nahezu unverändert blieb.

Ergebnisse und Diskussion

Die Flugbahn von Partikeln auf einer welligen Graphenoberfläche sowie einer flachen Graphenoberfläche ist in Abb. 1 dargestellt. Das Zeitintervall wird als Periode der welligen Oberfläche genommen. Es zeigt sich, dass sich die relative Position des Partikels in Bezug auf die Wellenberge oder -täler nicht ändert, was bedeutet, dass das Partikel mit seiner Geschwindigkeit gleich der Wellengeschwindigkeit auf der welligen Oberfläche festgehalten wird. Zum Vergleich:Die Gesamtbewegung des Partikels auf der ebenen Oberfläche ist anscheinend langsamer als auf einer wellenförmigen Oberfläche mit der gleichen Ausgangsposition. Die Geschwindigkeit der Partikel nimmt auf der flachen Oberfläche aufgrund von Reibung schnell ab, während die Reibung bei Partikeln auf welliger Graphenoberfläche nicht zu funktionieren scheint. Weitere MD-Simulationsfälle mit unterschiedlichen Simulationstemperaturen und Parametern der Wellenfunktion werden in Zusatzdatei 1:1 gezeigt. Die Simulationen von Atom Xe und Molekül C₆₀ Bewegungen auf welligen und ebenen Oberflächen werden durchgeführt, um die Verallgemeinerbarkeit dieses Phänomens zu bestätigen und in Zusatzdatei 1:2 gezeigt.

Die Flugbahnen von Partikeln auf welligen und flachen Graphenoberflächen

Um den Mechanismus des Speed-Locking-Effekts auf Nanoskalen zu verstehen, wird ein Modell erstellt, indem die Wechselwirkung zwischen der wellenförmigen Oberfläche S und ein externes Teilchen P , die in Abb. 2a, b gezeigt ist. Angenommen, die Wellenlänge und Amplitude der wellenförmigen Oberfläche sind \(\lambda\) und A , bzw. die nächste Höhe zwischen P und S ist h , die Zahlendichte von S ist \({\rho}_{s}\). In der MD-Simulation wird die Wechselwirkung zwischen Partikel P und wellige Oberfläche wird als vdW-Wechselwirkung angenommen, die durch das L-J-Potential dargestellt wird,

Geometriekonfigurationen und Potenzialverteilung. a Das 3D-Modell der wellenförmigen Oberfläche S und ein externes Teilchen P mit dem nächsten Punkt P ₁ an der Oberfläche; b das 2D-Modell der wellenförmigen Oberfläche S und Partikel P; c der Vergleich zwischen Wechselwirkungspotentialen einer welligen Oberfläche S und ein externes Teilchen P nach Gl. (1) und MD-Simulation; d die relative Potentialverteilung in PXY Koordinate

Dann ist die Interaktion zwischen P und S wird als Funktion der mittleren Krümmung und der Gauß-Krümmung basierend auf dem L-J-Paarpotential geschrieben [34,35,36],

Hier ist Punkt \(P_{1}\) der nächste Punkt auf der Oberfläche S zu Partikel P , und H und \(K\) sind die mittlere Krümmung bzw. die Gaußsche Krümmung am Punkt \(P_{1}\) (Abb. 2a) [20]. Durch dieses krümmungsbasierte Potential [Gl. (3)] ​​wurde zur Erklärung vieler abnormaler Phänomene auf Mikro-/Nanoskalen verwendet [38, 39], die Zuverlässigkeit von Gl. (3) wird in diesem Fall durch Vergleich mit dem Oberflächenpotential in der MD-Simulation für die oben angegebenen Parameter validiert und in Abb. 2c angezeigt.

Vor der Analyse des Einflusses einer welligen Oberfläche auf das Partikel P , Reibung sollte untersucht und berücksichtigt werden. Die Reibung zwischen Partikeln und der Wellenoberfläche kann im Nanobereich sehr kompliziert sein [39,40,41,42,43]. Eine primitive Schätzung der Reibung erfolgt durch Simulation der Bewegung eines Partikels auf einer flachen Graphenschicht durch MD, wie in Zusatzdatei 1:3 beschrieben. Der Einfachheit halber wird hier eine flache Oberfläche anstelle einer wellenförmigen verwendet. Diese Näherung wird in Zusatzdatei 1:3 in Kombination mit einem weiteren potentiellen Pfützenmechanismus geschätzt. Mit den oben angegebenen Parametern wird die Reibung geschätzt als \(f =- 5,2 \times 10^{ - 13} \,{\text{N}}\).

Dann wird das relative Potential zwischen Oberfläche S und Partikel P wird unter Berücksichtigung der Reibung untersucht. Zuerst wird eine relative Wellenrahmenkoordinate \(PXY\) gebildet, wie in Fig. 2b in roter Farbe gezeigt, die sich mit der Wellengeschwindigkeit bewegt und somit stationär zur Wanderwelle bleibt. Die Wanderwelle ist also in \(PXY\) „eingefroren“. Da sich das Teilchen in Bezug auf das Graphen weiter nach rechts bewegt, wird die darauf einwirkende Reibung entlang der Oberfläche ständig nach links gerichtet. Als Ergebnis ist das relative Wellenrahmenpotential das krümmungsbasierte Potential abzüglich der durch Reibung geleisteten Arbeit,

Ersetzen des krümmungsbasierten Potentials U _n und Reibung in Gl. (4) kann das relative Wellenrahmenpotential bewertet werden und ist in Abb. 2d eingezeichnet.

Da die Wave-Frame-Koordinate PXY bewegt sich zusammen mit der Wanderwelle, dem Anfangsort des Teilchens P im Potential bestimmt die Flugbahn des Teilchens. Angenommen, die Anfangsgeschwindigkeit des Teilchens P ist \(v_{0}\) und die Wellengeschwindigkeit ist \(v_{{{\text{wave}}}}}\), können basierend auf Abb. 2d zwei Voraussetzungsbedingungen vorgeschlagen werden:die Anfangsposition des Teilchens \( P\) befindet sich in einer potentiellen Pfütze der roten Zone \(\lambda_{1}\); die anfängliche kinetische Energie des Wellensystems erfüllt \(\frac{1}{2}m\left( {v_{0} - v_{{{\text{wave}}}}} } \right)^{2} \le \Delta U\). Dann kann das Partikel nicht aus der Pfütze herausspringen, sondern wird stattdessen gefangen und wackelt in der Pfütze. In der Perspektive einer absoluten Koordinate schwingt das Teilchen \(P\) in der potentiellen Pfütze, bewegt sich jedoch mit der sich ausbreitenden Welle mit der Geschwindigkeit, die um die Wellengeschwindigkeit gekoppelt ist, daher der geschwindigkeitssperrende Effekt. Andernfalls, wenn der anfängliche Ort des Teilchens \(P\) in die blaue Zone \(\lambda_{2}\) oder die relative anfängliche kinetische Energie \(\frac{1}{2}m\left( {v_{ 0} - v_{{{\text{wave}}}} } \right)^{2}> \Delta U\), bleibt das Teilchen \(P\) nicht in einer einzigen Pfütze, sondern hüpft nach links zu unteren Pfützen entlang der Potentialfläche des Wellenrahmens. Aus der Perspektive einer absoluten Koordinate hinkt das Teilchen der sich ausbreitenden Welle hinterher, bis ein anderes Kräftegleichgewicht erreicht ist. Eine Möglichkeit für ein solches Gleichgewicht besteht darin, dass sich das Teilchen auf Graphen nicht mehr bewegt und die Reibung verschwindet. Interessanterweise in lit [21]. Panizonet al. zeigen, dass bei einem Geschwindigkeitsunterschied die Wanderwelle vom Teilchen gestreut wird und eine Antriebskraft bietet, was darauf hindeutet, dass die Endgeschwindigkeit des Teilchens größer als Null ist.

Um unsere Theorie zu formulieren und besser zu veranschaulichen, wird die Bewegungsgleichung des Teilchens P weiter durch die Newtonschen Bewegungsgesetze aufgestellt. Die auf das Teilchen P . ausgeübten treibenden Kräfte bestehen aus zwei Teilen, der Normalkraft \(F_{{\text{n}}}\) und der Tangentialkraft \(F_{{\text{t}}}\), nämlich (Abb. 2b),

Für das L-J-Potential existieren sowohl anziehende als auch abstoßende Wechselwirkungen zwischen Atomen, das äußere Teilchen \(P\) bleibt auf einer Höhe von h wobei die Normalkraft \(F_{{\text{n}}}\) Null ist, die Bestimmungsberechnung der Höhe h wird in die Zusatzdatei 1:2 eingetragen. Dann lautet die Bewegungsgleichung des Teilchens \(P\) in \(x\)-Richtung,

Dabei ist \(F_{x}\) die Komponente der Tangentialkraft \(F_{{\text{t}}}\) in \(x\)-Richtung (Abb. 2b). Berechnung von Gl. (6) gibt die Teilchenflugbahn an. Für die sinusförmige Wellenoberfläche ist die Gaußsche Krümmung null und die mittlere Krümmung ist gleich der Krümmung der Kurve in der \(Ozx\)-Oberfläche, dh \(K =0\) und \(H =\kappa\) [52], wobei Gl. (5) in (6), die Bewegungsbahn des Teilchens P kann numerisch gelöst werden.

Die Beispiele für das Verriegeln und Entriegeln sind in Abb. 3 gezeigt. Für die anfängliche Position (Abb. 3a), die dem Verriegelungsbereich \(\lambda_{1}\) in Abb. 2d entspricht, werden die Trajektorien aus theoretischen und MD-Simulationsergebnissen verglichen in Abb. 3b. Es zeigt, dass sich das Teilchen auf der flachen Graphenoberfläche aufgrund von Reibung in kürzester Zeit nicht mehr bewegt, während sich das Teilchen auf der Wellenoberfläche weiter nach rechts bewegt. Und die theoretische Flugbahn nähert sich den MD-Simulationsergebnissen an. Diese Tendenz wird in Abb. 3c für die Teilchengeschwindigkeit in zehnfacher Simulationszeit weiter bestätigt. Da das Teilchen in die Sperrzone fällt und die Anfangsgeschwindigkeit gleich der Wellengeschwindigkeit ist, schwingt es in der potentiellen Pfütze und seine Gesamtgeschwindigkeit wird gleich der Wellengeschwindigkeit sein, was unserer Spekulation entspricht. Für Teilchen, deren anfängliche Position (Abb. 3d) in den Entriegelungsbereich \(\lambda_{2}\) in Abb. 2d fällt, tendiert die Flugbahn des Partikels auf der Wellenoberfläche zu einer Konstanten (Abb. 3e) und wird weiter bestätigt durch Geschwindigkeitsverteilung. Es ist interessant, dass die Wanderwelle die Bewegung des Partikels verstärken kann, selbst wenn sie in den Geschwindigkeitsentriegelungsbereich fällt, verglichen mit der Bewegung von Partikeln auf einer flachen Graphenoberfläche. Abbildung 3f zeigt, dass die Geschwindigkeit länger als die Simulationszeit auf null sinkt. Weitere Beispiele sind in Zusatzdatei 1 dargestellt:3.

Beispiele für das Ver- und Entriegeln. a Eine schematische Ansicht, die zeigt, wie das Teilchen auf der geschwindigkeitssperrenden Region \(\lambda_{1}\) einer welligen Graphenoberfläche landet, wo die anfängliche Teilchengeschwindigkeit \(v_{0} =2175\,{{\text{m}) beträgt } \mathord{\left/ {\vphantom {{\text{m}} {\text{s}}}} \right.\kern-\nulldelimiterspace} {\text{s}}}\); b eine schematische Ansicht, die zeigt, wie das Teilchen auf der Geschwindigkeitsentriegelungsregion \(\lambda_{2}\) der wellenförmigen Graphenoberfläche landet; c die Flugbahnen von Partikeln sowohl durch MD-Simulation als auch durch Theorie, die Flugbahn eines Partikels auf flachem Graphen wird auch zum Vergleich aufgetragen; d die zeitliche Entwicklung der Teilchengeschwindigkeit nach Gl. (6); e die Flugbahnen von Partikeln sowohl durch MD-Simulation als auch durch Theorie; f die zeitliche Entwicklung der Teilchengeschwindigkeit nach Gl. (6)

Nach dem Potentialpuddle-Mechanismus wird der Geschwindigkeitsblockierungseffekt von Partikeln von der Potentialwellenoberfläche dominiert. Der Einfluss von Parametern kann basierend auf der Theorie der Potentialpfützen diskutiert werden. Dazu gehören natürlich Wellenlänge \(\lambda\), Amplitude A , Frequenz \(\omega\) und die L–J-Potentialparameter. Es sei darauf hingewiesen, dass in der folgenden Analyse angenommen wird, dass die Reibung in Bezug auf verschiedene Parameter gleich bleibt. Die Potentialverteilungen für verschiedene Wellenlängen A , Amplitude \(\lambda\) und der L-J-Potentialparameter \(\varepsilon\) sind jeweils in Abb. 4 dargestellt. Abbildung 4a zeigt, dass die potenzielle Pfützentiefe mit einer Zunahme von \(\lambda\) abnimmt und es keinen Geschwindigkeitssperrbereich gibt, wenn die Wellenlänge einen kritischen Wert überschreitet. Da sich eine niedrigere Frequenz \(\omega\) auf eine größere \(\lambda\) bezieht, nimmt der Geschwindigkeitssperrbereich mit einer Zunahme von \(\omega\) ab. Abbildung 4b zeigt, dass die potenzielle Pfützentiefe mit einer Zunahme von A . zunimmt , und der Speedlocking-Effekt verschwindet, wenn die Amplitude zu klein ist. Es wird darauf hingewiesen, dass das Verhältnis A /\(\lambda\) sollte nicht zu groß sein, um Schäden zu vermeiden. Normalerweise sind sowohl \(\lambda\) als auch A erhöhen sich, wenn die Skala von Wellen oder Partikeln zunimmt. Um den Skaleneffekt zu untersuchen, halten wir das Verhältnis \(\lambda\)/A behoben und den Einfluss von variierenden \(\lambda\) oder A . untersuchen . Abbildung 4c zeigt, wie die potenzielle Pfützentiefe mit zunehmendem \(\lambda\) oder A . schnell abnimmt . Dies deutet darauf hin, dass die krümmungsbasierte Antriebskraft mit zunehmender Skala schnell abnimmt, sodass der geschwindigkeitsbindende Effekt für Partikel bei großskaligen Wellen auf der Oberfläche verschwindet. Für den L-J-Potenzialparameter \(\varepsilon\) wird bestätigt, dass der Speed-Locking-Bereich breiter ist, wenn das Paarwechselwirkungspotential stark ist und der Speed-Locking-Effekt verschwindet, wenn das Paarwechselwirkungspotential schwach ist (Abb. 4d).

Die Auswirkung von Parametern auf potenzielle Pubbles:a die Wirkung der Wellenlänge; b die Wirkung der Wellenamplitude; c die Wirkung des Verhältnisses von Wellenlänge und Amplitude; d die Wirkung des L-J-Potentialparameters

Es ist anzumerken, dass die Steifigkeits- und L-J-Potentialparameter für andere 2D-Nanomaterialien unterschiedlich sind, was zu einer anderen Frequenz und Wellengeschwindigkeit führt [44]. Gemäß der Parameteranalyse erscheint die potentielle Pfütze durch die Wahl der richtigen Wellenlänge und Amplitude für die wellige Oberfläche. Da die potenzielle Pfütze die Voraussetzung für die Bewegung von Partikeln mit welliger Oberfläche ist, wird sich dieser Speed-Locking-Effekt auch für viele 2D-Nanomaterialschichten unter der Nahbereichswechselwirkung einstellen.

Obwohl die Bewegung eines Teilchens in dieser Arbeit diskutiert wird, liegt sie immer noch im Rahmen der Thermoumgebung. Die potentielle Pfütze ist die wesentliche Bedingung für die Kopplungsbewegung zwischen Partikel und Oberfläche. Bei mehreren Partikeln werden sie, wenn sie sich alle in einem potentiellen Pfützenbereich befinden und die Voraussetzungen erfüllen, eingefangen und bewegen sich mit der welligen Oberfläche. Je nach Parametereffekt kann die Bewegung der Partikel durch Einstellen der Wellenlänge und Amplitude steuerbar sein. Da der Geschwindigkeitssperrbereich für Oberflächenwellen mit kleinerer Wellenlänge, größerer Amplitude und höherer Frequenz größer ist, wird auch die schnelle Diffusion auf der welligen Oberfläche verbessert. Die parametrische Analyse stimmt auch mit der schnellen Diffusionsregulierung überein, die in vielen anderen Literaturstellen nachgewiesen wurde. Angelos et al. wiesen darauf hin, dass der Diffusionskoeffizient mit der Welligkeit der Graphenoberfläche zunimmt [22]. Sie bestätigten, dass die Amplitude der Welligkeit zunimmt, was eine verstärkte Bevorzugung der Tröpfchen für die Täler zeigt, was durch Abb. 4b erklärt werden kann. Wenn die Amplitude ausreichend ansteigt, würde der Geschwindigkeitssperrbereich wahrscheinlich die gesamte Wellenlänge abdecken und die Diffusion verstärken. Darüber hinaus wiesen sie darauf hin, dass das Potenzial für das Tal immer kleiner ist als das Potenzial für den Kamm [22] (Abb. 4), was auf ein geringeres Potenzial für die in Abb. 4 gezeigte Kammregion reagiert. Cao et al. untersuchten den Flüssigkeitsfluss im Nanokanal in Gegenwart von Oberflächenwellen und bestätigten, dass die Geschwindigkeit mit zunehmender Amplitude und Frequenz zunimmt [45], was auch der parametrischen Analyse entspricht.

Die MD-Simulation kann die Eigenschaft nur in sehr kurzer Zeit widerspiegeln, weitere Anwendungsmöglichkeiten dieses Speedlocking-Effekts lassen sich aus dem möglichen Puddle-Mechanismus ableiten. Durch Einstellen der Amplitude und Frequenz ist es beispielsweise möglich, einen nahezu sperrenden oder entsperrenden Bereich zu realisieren, der Partikel dazu bringen kann, sich zu bewegen oder zu stoppen. Es ist anzumerken, dass die wellenförmige Bewegung der Oberfläche in vertikaler Richtung in eine Bewegung der Partikel in Querrichtung umgewandelt werden kann, die einer Art Ratschenbewegung ähnelt und in nanoelektromechanischen Systemen verwendet werden kann. Da außerdem die Wechselwirkung zwischen Partikel und Oberfläche die Bewegung beeinflusst, wird die durch die wellige Oberfläche verstärkte Flugbahn für Partikel mit unterschiedlichen Paarpotentialen unterschiedlich sein, was zu einer Phrasentrennung führen kann.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend zeigen wir eine charakteristische Beziehung zwischen Partikel und Graphenschicht mit wandernden Oberflächenwellen, d. Durch MD-Simulation wurde bestätigt, dass die Teilchengeschwindigkeit unter bestimmten Bedingungen um die Wellengeschwindigkeit herum gehalten werden kann. Ein theoretisches Modell wird erstellt, um den Mechanismus aufzuklären, bei dem die Pfütze der potentiellen Oberfläche den Sperreffekt dominiert. Die Sperrbedingungen werden basierend auf diesem Modell vorgeschlagen, d. h. die anfängliche Position des Teilchens befindet sich in der potentiellen Pfütze und die anfängliche kinetische Energie kann das Teilchen nicht dazu bringen, aus der potentiellen Pfütze zu springen. Die durch theoretische Vorhersagen vorhergesagte Partikelflugbahn stimmt gut mit den Ergebnissen der MD-Simulation überein. Der Einfluss von Wellenlänge und Amplitude sowie des L-J-Potentialparameters wird diskutiert. Die Arbeit bietet auch eine neue Perspektive, um die schnelle Diffusion und den Transport auf welligen Oberflächen und potenzielle Anwendungen für Phrasentrennungen zu verstehen.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle während dieser Studie generierten oder analysierten Daten sind in diesem veröffentlichten Artikel [und seinen zusätzlichen Dateien] enthalten.

Abkürzungen

MD:

Molekulardynamik

vdW:

Van der Waals

CNT:

Kohlenstoff-Nanoröhrchen

h-BN:

Hexagonales Bornitrid

SWCNT:

Einwandige Kohlenstoff-Nanoröhrchen

L–J:

Lennard–Jones

LAMMPS:

Groß angelegter atomarer/molekularer Massively-Parallel-Simulator

REBO:

Reaktive empirische Bindungsordnung

NVE:

Mikrokanonisches Ensemble