Slydimo įtaka plokščiakalnio - ralio aukščio nestabilumui pluoštui | gamtos komunikacijos

Slydimo įtaka plokščiakalnio - ralio aukščio nestabilumui pluoštui | gamtos komunikacijos

Anonim

Dalykai

  • Skysčio dinamika
  • Plazmos fizika

Anotacija

Skysčio kolonėlės nestabilumas Plateau – Rayleigh yra įvairūs patrauklūs reiškiniai, kuriuos galima pastebėti kasdieniame gyvenime. Priešingai nei laisvojo skysčio balionas, norint apibūdinti skysčio sluoksnio raidą ant kieto pluošto, reikia atsižvelgti į kietojo ir skysčio sąsają. Čia dar kartą apžvelgiame pluošto, dengiančio pluoštą, nestabilumą Plateau – Rayleigh, keisdami hidrodinamines ribas pluošto ir skysčio sąsajoje nuo neslystimo iki slydimo. Nors bangos ilgis nėra jautrus kietojo skysčio sąsajai, mes pastebime, kad bangų augimo greitis labai priklauso nuo hidrodinaminių ribinių sąlygų. Eksperimentai puikiai dera su nauja plonų filmų teorija, apimančia slydimą, tokiu būdu gaunant originalų, kiekybinį ir tvirtą įrankį slydimo ilgiui matuoti.

Įvadas

Blizgantys vandens perlai voratinklyje 1 arba cilindrinės vandens srovės suskaidymas į lašelius yra gerai žinomi Plateau – Rayleigh nestabilumo (PRI) 2, 3 pasireiškimai. Susidarius lašeliams, sumažėja skysčio paviršiaus plotas ir atitinkamai paviršiaus energija. Šis nestabilumas taip pat veikia skystą plėvelę, padengiančią kietą pluoštą 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12, kai srauto ribinė būsena kietojo skysčio sąsajoje sukuria papildomą sistemos sudėtingumą. Nors vienalytės plėvelės suskaidymas į pluošto lašelius gali sukelti nepatogumų, pavyzdžiui, vielinių ir optinių pluoštų dengimo technologijose, šis esminis nestabilumas pasirodo esąs labai naudingas: imkime, pavyzdžiui, vandens surinkimą imant rūkus 13, 14, biomimetinis metodas, kurį gamtoje tobulina voratinklis 1 . Taigi, pasinaudodami PRI teikiamais privalumais pluošte, galite fiziškai suvokti kietojo skysčio ribines sąlygas. Iš tiesų, nesuprantamos ribinės sąlygos 15 suskirstymas yra labai įdomus mokslo ir pramonės bendruomenėms, nes jis turi praktinių reikšmių tose srityse, kuriose naudojamos nedidelio masto skysčių sistemos, pavyzdžiui, ant lusto laboratoriniai prietaisai, srautai poringose ​​terpėse, taip pat biologiniai srautai, keletą paminėti.

Klasikinis sluoksninio sluoksnio laisvo skysčio srauto nutrūkimas priklauso nuo medžiagos savybių ir geometrijos 16 . Nors yra kai kurių šio nestabilumo, išskyrus laisvųjų cilindrinių skysčių srautus, geometrijos tyrimų, 17, 18, 19, 20, 21, 22, 23, ribinių sąlygų, esančių kietojo skysčio sąsajoje, reikšmė PRI raidai yra mažesnė. gerai suprato 24, 25 . Įrodyta, kad tirpstančio skysčio ratlankio, kuriam būdingas Plateau – Rayleigh tipo nestabilumas, išvaizdą įtakoja hidrodinaminės ribinės sąlygos kietojo skysčio sąsajoje 26 ; tačiau iki šiol nebuvo pasiekta bendro kiekybinio atitikimo tarp PRI augimo dinamikos eksperimentuose ir analitinės teorijos, susijusios su hidrodinaminiu slydimu.

27, 28, 29, 30, 31 literatūroje aktyviai tiriamas slydimo ribinių sąlygų apibūdinimas sąsajose ir jų valdymo parametrai. Klasikinė riba reiškia, kad kietojo skysčio sąsaja neturi slysti. Tai reiškia, kad paprastam šlyties srautui x kryptimi išilgai kietojo paviršiaus, esančio ties z = 0, tangentinis srauto greitis, v x ( z ), išnyksta kietojo skysčio sąsajoje: v x (0) = 0. Tačiau, kaip jau pažymėjo „Navier 32“, nėra jokio principo, reikalaujančio, kad v x (0) = 0, be to, šioje sąsajoje gali būti hidrodinaminis slydimas, apibrėžtas slydimo ilgiu: b = [ v x / ∂ z v x ] | z = 0, kur b = 0 atitinka klasikinį neslystančio atvejo atvejį.

Čia aiškiai aptariamas kintančio pluošto klampiojo skysčio sluoksnio PRI, kurį daro kintančios ribinės sąlygos, nuo neslystimo iki slydimo kietojo skysčio sąsajoje. Mes nustatėme, kad nestabilumo augimo tempui didelę įtaką daro kietojo skysčio sąsaja, greičiau suskaidoma į lašus, kad būtų slydimo riba, palyginti su lygiaverčiu pavyzdžiu, kuriame nėra slydimo. Priešingai, sparčiausiai augančio režimo bangos ilgis λ * nėra jautrus kietojo skysčio sąsajai. Naujai sukurtos plonasluoksnės lygties su slydimu tiesinė stabilumo analizė puikiai atitinka mūsų duomenis. Teorija galioja visiems Niutono skysčiams ir leidžia tiksliai nustatyti kapiliarų greitį γ / η, o svarbiausia - slydimo ilgį b .

Rezultatai

Eksperimentinis požiūris

Įklijuota polistireno (PS, 78 kg mol −1 ) plėvelė, kurios storis vientisas e 0 (5–93 μm), yra padengta pluoštu, kurio spindulys a (10–25 μm), gaunant PS padengtą pluoštą, kurio spindulys h 0. = a + e 0, kaip schematiškai parodyta 1a pav. Stiklo pluoštas suteikia paprastą neslystančią ribą 33 . Priešingai, slydimo sąsaja susidaro, kai įklijuota PS plėvelė dengiama ant stiklo pluošto, iš anksto padengto nanometriniu plonu amorfiniu fluoropolimeru (AF2400, 14 ± 1 nm) 34 . Buvo naudojama stiklo fluoropolimero danga, nes gerai žinoma, kad PS, viršijančio kritinę molekulinę masę ( M c ∼ 35 kg mol − 1 ), šioje kietojo skysčio sąsajoje turi reikšmingą hidrodinaminį slydimą 34 . Nuo šiol mes tai vadinsime „neslystančiu“ ir „neslystančiu“ pluoštais.

Image

a ) Scheminės ir b ) optinės mikrografijos, vaizduojančios skystos PS plėvelės PRI ant stiklo pluošto. Kai t = 0, neslystančio pluošto PS plėvelės storis e 0 = 13, 2 ± 1 μm, o stiklo pluošto spindulys yra a = 9, 6 ± 1 μm. Optinių vaizdų plotis yra 560 μm.

Visas dydis

Visi mėginiai buvo paruošti ir laikomi kambario temperatūroje, gerokai žemesnėje nei PS stiklo perėjimo temperatūra ( T g ∼ 100 ° C), tokiu būdu užtikrinant, kad prieš plėvelės pradžią PS plėvelė netektų. Prieš kiekvieną eksperimentą, PS dengtas pluoštas buvo išmatuotas optiniu mikroskopu, kaip parodyta 1b paveiksle t = 0. Norėdami pradėti eksperimentus, mėginiai atkaitinti aplinkos atmosferoje 180 ° C temperatūroje - gerokai aukštesnėje nei T g., Dėl ko vystosi PRI. Paviršiaus profilio raida buvo užfiksuota optiniu mikroskopu. 1b paveiksle parodyta tipiška PS plėvelės ant neslystančio pluošto raida.

Virš T g skystoji PS plėvelė tampa nestabili, o tai lemia vietinio ašimetrinio paviršiaus profilio, h ( x , t ) = h 0 + ζ ( x , t ) kitimą per ašinę koordinatę x ir laiką t . Bangos amplitudė ζ ( x , t ) didėja su laiku ir pagaliau susidaro lašelių raštas, turintis vienodą bangos ilgį. Išmatavus pradinį vystymąsi erdviniu, ( x , t ) kitimu ir nustatant maksimumus, buvo nustatytas kiekvieno mėginio PRI bangos ilgis λ * (žr. 1a pav.). Paprastai mėginio vidurkis buvo keturių ar penkių bangų ilgiai. Be to, išmatuodami laikiną atskiro įdubimo spindulio pokytį, gavome informacijos apie nestabilumo augimo greitį ir atitinkamai hidrodinaminės ribinės būklės įtaką.

Teorinis požiūris

Eksperimento išvados gali būti suprantamos tepimo apytiksliai iš plonos plėvelės modelio, paremto Laplaso slėgio varomąja Stokso lygtimi. Mes manome, kad klampios Niutono skystos plėvelės, kurios storis svyruoja nuo 5 iki 93 μm, nesuspaudžiamas srautas, kuris yra žymiai didesnis nei plėvelės storis, kur vaidina atskyrimo slėgis (kelios dešimtys nanometrų) 35 . Gravitacinio efekto galima nepaisyti, nes visos su problema susijusios ilgio skalės yra daug žemiau kapiliarų ilgio l c l 1, 73 mm. Galiausiai skystųjų plėvelių greitis yra mažas (pavyzdžiui, greičiausias stebimas amplitudės kitimo greitis yra ∼ 25 nm s −1 ). Taigi Reynoldso ir Weissenbergo skaičiai yra mažesnio laipsnio nei 1 laipsnio eilės, o inercinio ir viskoelastinio efekto galima nepaisyti.

Mes nematome problemos (žr. 1 pav. Kintamų apibrėžimų) per

Image

kur kapiliarų greitis γ / η yra skysčio ir oro paviršiaus įtempio santykis su PS klampumu. Darant prielaidą, kad tūris yra išsaugotas, nėra jokio įtempio skysčio ir oro sąsajoje ir Navier slydimo prie kietojo skysčio ribos, gaunama (žr. Papildomus metodus) be matmenų profilio H ( X , T ) pagrindinė lygtis.

Image

kur

Image

ir kur pirminis žymi dalinį darinį X atžvilgiu . Pažymėtina, kad (2) lygtis yra sudėtinė lygtis ta prasme, kad slėgio įnašuose laikėme antros eilės tepimo terminą: ašinį kreivumą. Tai yra mažiausias užsakymo terminas, kuris atsveria važiavimo radialinį kreivumą, todėl labai svarbu nustatyti tikrąją nestabilumo ribą. Tačiau dinaminis srauto aspektas yra gerai aprašytas žemiausia tepimo tvarka. Įdomią diskusiją šiuo klausimu galima rasti ref. 9.

Atlikdami tiesinio stabilumo analizę, būtent leisdami H ( X , T ) = H 0 + ɛ ( T ) e iQX , kur ɛ ( T ) << 1, gaunamas eksponentinis formos ɛ ( T ) ∝ e T trikdžių augimas. / τ ( Q ), kur greičio funkcija suteikiama

Image

Apibrėžiame greičiausiai augantį režimą Q *, atitinkantį mažiausią laiko konstantą τ * = τ ( Q *) ir gaunam Q * = 1 / ( H 0 √2). Q * rašymas atsižvelgiant į be matmens bangos ilgį lemia

Image

kuris yra panašus į klasikinį PRI vyraujantį bangų ilgį neaiškiems purkštukams be kietos šerdies. Atkreipiame dėmesį, kad Rayleigh rezultato atitikimas mūsų mūsiškiui priklauso tiek nuo Stokso srauto prielaidos, tiek nuo tvirtos šerdies buvimo mūsų sistemoje.

Greičiausiai augančio režimo be matmens augimo greitis pateiktas

Image

kur B yra be matmens slydimo ilgis, apibrėžtas 1 lygtyje, o α ir β yra tik nuo geometrijos priklausomi parametrai

Image
Image

Kaip matyti, greičiausiai augančio režimo bangos ilgis priklauso tik nuo pradinio bendro spindulio, tuo tarpu atitinkamas augimo greitis yra tiesinė slydimo ilgio funkcija. Verta paminėti, kad šlifavimo skysčių atveju PRI turėtų būti labai sulėtėjęs dėl didėjančio klampumo, susijusio su didėjančiu tempimo greičiu. Manoma, kad skystis, skiedžiantis šlyties būdu, paspartins nestabilumo didėjimą. Viskoelastinės medžiagos atveju gali būti įdiegti į Maksvelą panašūs reologiniai modeliai 36, kurie gali atskleisti įdomią fiziką už šio tyrimo ribų.

Erdvinė nestabilumo raida

2 paveiksle parodytas sparčiausiai augančių režimų bangos ilgis λ *, matuojamas neslystančiais ir neslystančiais pluoštais, kaip pradinio bendro spindulio h 0 funkcija . Kaip galima tikėtis iš (5) lygties, bangos ilgis λ * didėja tiesiškai didėjant pluošto – polimero sistemos spinduliui ir yra identiškas slystančiam ir neslystančiam pluoštui. Tai atitinka bandymus ir teorinę skystų keterų įtraukimo į plokščius pagrindus sistemą 26 . Taigi kietojo skysčio ribinės būklės trumpą laiką nestabilumo erdvinei morfologijai nedaro įtakos. Nors iš 2 pav. Matyti, kad slystančių ir neslystančių pluoštų bangos ilgis yra vienodas, yra nedidelis sisteminis nukrypimas nuo teorijos. Šis nedidelis nuokrypis gali būti susijęs su žemiausia dabartinio modelio 9 tepimo tvarka, tačiau taip pat gali būti priskirtas prie eksperimentinio kelių režimų indėlio ir greičio funkcijos asimetrijos (žr. (4) lygtį) greičiausios greta. auginimo režimas.

Image

Sparčiausiai augančio režimo bangos ilgis kaip bendro pradinio spindulio funkcija (žr. 1a pav.). Juoda punktyrinė linija žymi (5) lygtį. Klaidų juostos apskaičiuojamos pagal geometrijos paklaidą ir netikslumą, išmatuotą matuojant bangos ilgį.

Visas dydis

Laiko nestabilumo raida

Dabar mes pereiname nuo nestabilumo erdvinės morfologijos prie laiko evoliucijos. Iš eksperimentinių vaizdų (žr. 1b pav.) Mes ištraukiame maksimalų atskiro išsikišimo spindulį, kai jis vystosi, kad gautume amplitudę ζ kaip laiko funkciją. Pateikta linijinio stabilumo analizė prognozuoja pasipiktinimą, kuris auga eksponentiškai, kai augimo greitis be matmenų yra 1 / τ * greičiausiai augančio režimo metu (žr. (6) lygtį). 3 paveiksle pateikiami tipiniai pertekliaus amplitudės logaritmo duomenys, normalizuoti pluošto spinduliu ζ / a , atsižvelgiant į t , tiek neslystančiam, tiek neslystančiam pluoštui. Abiejų ribinių sąlygų duomenys atitinka numatomą eksponentinį augimą ankstyvajame režime. Taigi pradiniai šių kreivių nuolydiai leidžia patikimai išmatuoti augimo greitį.

Image

Pusiau logaritminė pertekliaus raidos schema a ) neslystančiam pluoštui (stiklui) ir b ) neslidžiajam pluoštui (stiklas, padengtas AF2400). Nurodomas pluošto a spindulys ir pradinis polimerinės plėvelės storis e 0 (žr. 1a pav.). Tvirta linija geriausiai atitinka pradinį režimą.

Visas dydis

Tiek neslystantiems, tiek neslystantiems pluoštams, be matmenų, augimo greitis 1 / τ * parodytas 4 pav. Kaip bendrojo be matmens pradinio spindulio H 0 funkcija . Matome, kad tiek slydimo, tiek neslidžios ribos augimo tempai rodo panašią geometrijos priklausomybę. Slydimo ir neslidumo duomenų maksimumai gali būti nesunkiai suprantami: mažėjantis augimo greitis, kai H 0 virsta 1, yra dėl mažėjančio skystos plėvelės storio ir dėl to sumažėjusio judrumo, tuo tarpu mažėjant didelių H 0 lemia mažesni išlinkimai ir mažesnė nestabilumo varomoji jėga.

Image

Intarpas parodo bematį augimo greitį 1 / τ *, normalizuotą neslystančiu atveju β kaip α / ( βa ) funkciją, žr. (6) lygtį ir (7a, b) lygtis. Slydimo ilgis b apskaičiuojamas pagal tiesinį (brūkšneliu pažymėtą) atitiktį slydimo duomenims. Klaidų juostos apskaičiuojamos pagal geometrijos paklaidą ir augimo greičio matavimo netikslumą. Pagrindinė kreivė rodo greičio be slydimo (stiklo) ir slydimo (AF2400) pluoštų be matmenų augimo greitį kaip pradinio bendrojo matmens H 0 = 1 + e 0 / a funkciją (žr. 1a pav.) ). Atviri simboliai rodo augimo greitį, apskaičiuotą pagal (6) lygtį, naudojant b = 4, 0 ± 0, 4 μm ir atitinkamas eksperimentines geometrijas. Taip pat parodyta teorinė neslydimo kreivė (6 lygtis, kai B = 0). Be to, teorinė slydimo kreivė (6 lygtis, kai B = 0, 3) pavaizduota kaip orientyras akiai.

Visas dydis

Pagal (6) lygtį, kai B = 0 (nėra slydimo), H0 = 1 + e 0 / a = 5, 15 tikimasi didžiausio augimo greičio. Ši prognozė visiškai atitinka duomenis. Taigi tam tikro skersmens padengtas pluoštas yra maksimaliai nestabilus, kai plėvelės storio ir pluošto spindulio santykis yra maždaug e 0 / a ∼ 4, kaip suderinta su ankstesniu teoriniu tyrimu 5 . Kapiliarų greitis yra vienintelis reguliuojamas parametras neslystant. Gavome γ / η = 294 ± 43 μm min −1, kuris sutampa su ankstesniais duomenimis 33, pakoreguotais pagal čia naudojamą temperatūrą, naudojant Wiliams – Landel – Ferry lygtį 37, 38 . Slydimo atveju dabar yra du laisvieji parametrai: kapiliarų greitis γ / η ir be matmens slydimo ilgis B. Jei kapiliarų greičio vertę įvertintume kaip neslystančio atvejo vertę, mums lieka tik vienas tikras montavimo parametras.

Norint apskaičiuoti slydimo ilgį mūsų sistemoje, β normalizuotos augimo normos nubraižomos kaip α / ( βa ) funkcija (žr. 4 pav. Įterptį, (6) lygtį ir (7a, b) lygtis). Kaip ir tikėtasi, neslystančioji informacija atitinka teorinį visų geometrijų 1 / τ * = β numatymą. Atvirkščiai, santykis 1 / ( τ * β ) rodo, kad amplifikacija dėl slydimo didėjant nestabilumui yra ryškesnė didėjant α / ( βa ). Čia naudojamiems pluošto spinduliams didelis α / ( βa ) atitinka mažą H 0 (žr. (7a, b) lygtis). Didesnę H 0 reikšmių slydimo įtaką daro polimero molekulių greitis ties nuliu, lygiu nuliui 31, 34 . Mažiausiai H 0 vertei, atitinkančiai e 0 / a ∼ 0, 4, slydimo sukeltas augimo greičio amplifikacijos koeficientas yra toks pat didelis kaip ∼ 4. Priešingai, storose polimerinėse plėvelėse slydimo poveikis yra sumažėjęs. Remiantis geriausiu tiesiniu atitikimu slydimo duomenims, parodytam 4 pav., Nustatyta, kad slydimo ilgis yra b = 4, 0 ± 0, 4 μm. Slydimo ilgio nustatymas mikrometrų diapazone yra atliekamas pagal ankstesnius tyrimus, susijusius su įklijuotų polimerinių plėvelių nusidėvėjimu nuo substratų, padengtų fluoropolimero danga 34 .

Nustatę b reikšmę ir žinodami pluošto spindulius, kiekvienai eksperimentinei geometrijai gauname B. Remiantis teoriniu modeliu (6 lygtis), galima apskaičiuoti atitinkamus augimo tempus ir parodyti, kad jie puikiai atitinka eksperimentinius duomenis (žr. 4 pav.). Mūsų eksperimentuose neslystančio slydimo ilgis B = b / a svyruoja nuo 0, 25 iki 0, 37. Norėdami nukreipti akį, tipiška kreivė, apskaičiuota B = 0, 3, parodyta 4 pav. Mes matome, kad pluoštams, kurių slydimo riba yra sąlyga, augimo greitis yra didesnis nei neslystančiu atveju esant tam tikrai geometrijai ir didžiausias augimo greičio 1 / τ * dydis atitinka mažesnę H 0 vertę. Kaip ir tikėtasi, slidus paviršius palengvina didesnį judrumą ir dėl to spartėja nestabilumo augimas. Šis patobulintas masinis pervežimas taip pat paaiškina didžiausio augimo greičio horizontalųjį poslinkį: esant tam tikrai geometrijai ir tokiu būdu išlinkimui, slydimo dėklo mobilumas padidėja, palyginti su neslystančiu atveju. Todėl didžiausias augimo greičio rodiklis yra perkeltas į mažesnes H 0 reikšmes.

Diskusija

Pateikiame klampių skystų PS sluoksnių, esančių kieto pluošto spinduliu a , PRI, kai kietojo ir skysčio sąsajoje ribojasi tarp klasikinio neslydimo atvejo ir atitinkamos slydimo situacijos. Greičiausiai augančio slydimo pluošto režimo bangos ilgis rodo tiesinę priklausomybę nuo pradinio bendro polimero-pluošto spindulio, h 0 = a + e 0, ir jo nepaveikia ribinės sąlygos, atitinkančios parengtą tepimo teoriją. Tiek slydimo, tiek neslystančio pluošto atžvilgiu mes stebime eksponentinį nestabilumo augimą per trumpą laiką, o atitinkami augimo tempai rodo kokybiškai panašią geometrijos priklausomybę. Slystančio pluošto atveju geometrija, atitinkanti maksimalų augimo greitį 1 / τ *, pasislenka į mažesnę h 0 / a vertę, o nestabilumas didėja greičiau dėl padidėjusio judrumo kietoje vietoje - skysčio sąsaja. Slinkimo sukeltas augimo greičio padidėjimas yra reikšmingas parametrų diapazone, kuris yra ypač svarbus technologiniu požiūriu. Čia sukurta plonojo plėvelės lygties tiesinė stabilumo analizė puikiai atitinka duomenis, galiojančius visiems Niutono skysčiams ir pateikia patikimą dviejų pagrindinių dydžių dydį: kapiliarų greitį γ / η ir slydimo ilgį b .

Metodai

Pluoštų paruošimas

Stiklo pluoštai buvo paruošti traukiant įkaitintus stiklinius kapiliarinius vamzdelius iki galutinio 10 < a <25 μm spindulio, naudojant pipetės traukiklį (Narishige, PN30). Norėdami paruošti slydimo ribinę būklę, stiklo pluoštai buvo hidrofobuojami, dengiant 0, 5 masės% AF2400 (poli [4, 5-difluor-2, 2-bis (trifluormetil) -1, 3-dioksolio-ko-tetrafluoretileno) tirpalu. ]) (Aldrich) perfluorinio junginio tirpiklyje (FC72 ™, „Fisher Scientific“), kad susidarytų amorfinis fluoro polimero sluoksnis ( Tg – 240 ° C). 1 mm s −1 greitis, gaunamas panardinant dangą, buvo AF2400 sluoksnis, kurio storis 14 ± 1 nm. Hidrofobizuoti pluoštai buvo atkaitinti vakuumo kameroje 80 ° C temperatūroje 90 minučių, kad būtų pašalintas tirpiklio perteklius.

Homogeninių PS plėvelių paruošimas

Norint paruošti homogenines PS plėveles, koncentruotas (35 masės%) ataktinio PS („Polymer Source Inc.“) tirpalas, kurio molekulinė masė yra 78 kg mol- 1 ir mažo polidispersiškumo ( masė / mn = 1, 05), buvo ištirpintas chloroforme ( Fisher Fisher). Tarp dviejų stiklinių stiklinių buvo įdėtas labai klampus polimero tirpalo lašelis, stiklinių stiklelių krašte suformuojant meniską. Atkreipiame dėmesį, kad chloroformas neištirpina pagrindinės AF2400 dangos ant slydimo pluoštų. Tuomet neslystantis arba neslystantis pluoštas galėtų būti dedamas į tarpą tarp skaidrių ir ištrauktas iš lašelio pastoviu greičiu, naudojant motorizuotą linijinį vertimo etapą. Pakeisdami traukimo greitį v 0 intervale 80 < v 0 <150 mm s – 1, gavome plėvelės storį, kuris buvo nuo e 0 = 5 iki 93 μm po tirpiklio išgaravimo.

Eksperimentinis nustatymas

Paruošti mėginiai buvo dedami į pašildytą mėginio kamerą, kad būtų galima inicijuoti PRI. Su dviem ~ 0, 5 mm storio tarpikliais, padengti pluoštai buvo pakabinti virš atspindinčio Si plokštelės (siekiant pagerinti kontrastą) ir dedami ant mikroskopo karštosios pakopos („Linkam“). Metalinis žiedas, tiesiogiai liečiantis su karštuoju tarpsniu, palaikė stiklinį dangtelį virš mėginio ir Si plokštelės (žr. Papildomą 1 pav. Ir papildomus metodus), tokiu būdu užtikrinant gerą šiluminį kontaktą ir temperatūros kontrolę iki 1 ° C. Paviršiaus profiliai buvo analizuojami iš optinių mikrografų, paimtų įvairiais laikais, naudojant specialią, kraštų aptikimo programinę įrangą, parašytą MATLAB.

Papildoma informacija

PDF failai

  1. 1.

    Papildoma informacija

    1 papildomas paveikslas ir papildomi metodai

Komentarai

Pateikdami komentarą jūs sutinkate laikytis mūsų taisyklių ir bendruomenės gairių. Jei pastebite ką nors įžeidžiančio ar neatitinkančio mūsų taisyklių ar gairių, pažymėkite, kad tai netinkama.