Het snelheidsremmende effect van deeltjes op een grafeenlaag met een lopende oppervlaktegolf

Abstract

Snelle diffusie veroorzaakt door thermische fluctuatie en trillingen is gedetecteerd op nanoschaal. In dit artikel wordt de beweging van deeltje op een grafeenlaag met lopende oppervlaktegolf bestudeerd door moleculaire dynamica-simulatie en theoretisch model. Het is bewezen dat het deeltje zal blijven bewegen met de golfsnelheid onder bepaalde voorwaarden, namelijk het snelheidsblokkerende effect. Door van der Waals (vdW) potentiaal tussen deeltje en golvend oppervlak uit te drukken als een functie van krommingen, wordt het mechanisme verduidelijkt op basis van de plas potentiaal in een relatieve golfframe-coördinaat. Er worden twee randvoorwaarden voorgesteld:de initiële positie van het deeltje moet zich in de potentiële plas bevinden, en de initiële kinetische energie kan het deeltje niet ertoe brengen om uit de potentiële plas te springen. De parametrische analyse geeft aan dat het snelheidsremmende gebied zal worden beïnvloed door golflengte, amplitude en paarpotentiaal tussen deeltje en golf. Met kleinere golflengte, grotere amplitude en sterker vdW-potentieel is het snelheidsvergrendelingsgebied groter. Dit werk onthult een nieuw soort coherente beweging voor deeltjes op gelaagd materiaal, gebaseerd op de plaspotentiaaltheorie, wat een verklaring kan zijn voor snelle diffusieverschijnselen op nanoschaal.

Inleiding

Onlangs is een reeks van oppervlaktegolf/fonon-geïnduceerde snelle transport- en diffusiefenomenen gedetecteerd op micro/nanoschaal. In eerste instantie zijn de thermofore verschijnselen langs een koolstofnanobuis [1,2,3,4,5] of een grafeenlint [6,7,8,9,10] uitgebreid onderzocht. Van thermische fluctuaties is bevestigd dat ze een continue waterstroom door een koolstofnanobuis (CNT) mogelijk maken door een axiale thermische gradiënt langs het oppervlak op te leggen [11,12,13]. Niet-evenwichtssimulaties van moleculaire dynamica worden uitgevoerd om de haalbaarheid te onderzoeken van het gebruik van een thermische gradiënt op een groot grafeensubstraat om de beweging van een kleine grafeen-nanovlok te regelen [6]. Daarnaast wordt thermisch aangedreven waterdruppeltransport op grafeen- en hexagonaal boornitride (h-BN) oppervlakken bestudeerd door moleculaire dynamische simulaties [8, 9]. Er wordt gesuggereerd dat deze verschijnselen correleren met bepaalde modi van fononen [14,15,16,17,18,19]. Bijvoorbeeld Schoen et al. schreef de thermofore beweging in een koolstofnanobuis toe aan de ademhalingsmodus van de buis [1, 20]. Panizon et al. [21] wees erop dat buigingsgolven / fononen op grafeen hun momentum kunnen doorgeven aan de adsorbaten en het transport kunnen veroorzaken. Net als bij thermofore verschijnselen, Angelos et al. toonde aan dat temperatuurgeïnduceerde voortplantingsrimpels op grafeen kunnen leiden tot snelle diffusie van waternanodruppeltjes die 2-3 ordes van grootte sneller is dan de zelfdiffusie van watermoleculen in vloeibaar water [22, 23].

Naast thermische fluctuatie bevestigen onderzoeken dat de trilling ook deeltjes en druppeltjes in en buiten een koolstofnanobuis (CNT) kan transporteren [24,25,26,27]. De nanodruppels worden bijvoorbeeld langs de nanobuis getransporteerd met een snelheid dichtbij 30 nm/ns wanneer lineair gepolariseerde transversale akoestische golven lineair momentum doorgeven aan de nanodruppel [24, 28]. Guo et al. toonde aan dat watermoleculen in een trillende cantilever worden aangedreven door centrifugale krachten en een continue stroom kunnen ondergaan van de vaste naar vrije uiteinden van de CNT door moleculaire dynamische simulaties [26, 29]. Een nieuw unidirectioneel transport op nanoschaal van watermoleculen door een enkelwandige koolstofnanobuis (SWCNT) is ontworpen met behulp van een trillingslading en een composiet SWCNT met asymmetrische oppervlakte-energie [30]. Zhou et al. [31] onderzocht stroominversies in een waterpomp van nanoformaat op basis van een enkelwandige koolstofnanobuis aangedreven door mechanische trillingen en bevestigde dat de waterstroom gevoelig afhing van de frequentie van mechanische trillingen. Chang en Guo [32] ontdekten de dominogolf in koolstofnanobuisjes die het binnenste molecuul kunnen schieten met een hoge snelheid tot 1 km/sec. Een omkeerbaar dominoproces is ook bewezen in enkelwandige koolstofnanobuisjes [33].

Aangezien verschillende snelle diffusie- en transportfenomenen veroorzaakt door thermische fluctuaties en trillingen op nanoschaal worden gedetecteerd, wordt bevestigd dat de op en neergaande beweging op het oppervlak de diffusie en het transport kan verbeteren. Het verband tussen de beweging van golven en deeltjes is nog steeds onduidelijk en kan niet worden verenigd. Een belangrijke verklaring is dat het momentum van het oppervlak kan worden getransporteerd naar deeltjes of druppeltjes buiten het oppervlak [22, 24]. Maar de relatie tussen amplitude, frequentie en interactie tussen deeltje en oppervlak kan uit deze verklaring niet worden afgeleid. Bovendien, Angelos et al. wees erop dat een duidelijke voorkeur voor één teken van grafeenkromming noodzakelijk is voor snelle diffusie van adsorbaat op het grafeenoppervlak [22], wat aangeeft dat het interactiepotentieel geïnduceerd door golvende oppervlaktemorfologie nauw verband houdt met de snelle diffusie. Het is dus van essentieel belang om de interactie tussen het golvende oppervlak en het buitenste deeltje te onderzoeken om het mechanisme van snel transport en diffusie op nanoschaal te begrijpen.

In dit artikel wordt door het bestuderen van deeltjes buiten het golvende grafeenoppervlak op basis van vdW-interactie weergegeven door Lennard-Jones (L-J) paarpotentiaal, een coherent verband tussen golvende beweging en de snelheid van deeltjes aangetoond door MD-simulaties. Het is bevestigd dat de totale snelheid van deeltjes die op het golvende oppervlak vallen, hetzelfde blijft als de lopende golf met bepaalde randvoorwaarden, namelijk het snelheidsblokkerende effect. Vervolgens wordt een potentiële plastheorie gebouwd op basis van het interactiepotentieel tussen deeltje en golfoppervlak uitgedrukt als een functie van krommingen [34,35,36]. Met deze theorie worden twee voorwaarden voor snelheidsblokkering voorgesteld, en het traject en de snelheid voorspeld door de potentiële plastheorie komen goed overeen met de MD-simulatieresultaten. Ook wordt het effect van golflengte en amplitude evenals de vdW-interactieparameters geanalyseerd, wat een goede overeenkomst laat zien met de regulering die is gedetecteerd voor druppelsurfverschijnselen op het grafeenoppervlak [22]. Het mechanisme van het door golven aangedreven snelheidsblokkeringseffect onthult een nieuwe coherente relatie tussen deeltjessnelheid en golvend oppervlak.

Methoden

De MD-simulatie is geïmplementeerd in het softwarepakket Large-scale Atomic/Molecular Massively Parallel Simulator (LAMMPS). Aangenomen wordt dat het golvende oppervlak een grafeenlaag is met een atoomnummerdichtheid van $\rho =3,85 \times 10^{19} \,{\text{m}}^{ - 2}$. Het grafeenvel is aanvankelijk vlak met z = 0 Å en is 6344 Å lang langs x richting, resulterend in een eenheidscelgrootte van 6000 atomen. Langs y-as de periodieke randvoorwaarde wordt gebruikt met een periodelengte van 12,2 Å. Hier wordt een bolvormig deeltje beschouwd met de massa van $m =0,83 \times 10^{ - 25} \,{\text{kg}}$, om het model te vereenvoudigen en te focussen op het geometrische effect van de golvend oppervlak. In het begin wordt het deeltje op z . geplaatst = 7 Å en x = 200 Å. Het heeft een beginsnelheid van − 50 m/s in z -richting en ongeveer 2000 m/s in x -richting. Door een starttijd in te stellen voor de beginsnelheid in z -richting, de beginpositie kan worden gecontroleerd voor het deeltje dat op het golvende oppervlak valt.

Het reactieve empirische bindingsvolgorde (REBO) potentieel wordt gebruikt om grafeenatomen te modelleren [37]. Ondertussen is het Lennard-Jones-potentieel gekozen om de interactie tussen deeltje $P$ en elk koolstofatoom in grafeen te modelleren als,

$$u\left( R \right) =\varepsilon \left( {{\sigma \mathord{\left/ {\vphantom {\sigma R}} \right. \kern-\nulldelimiterspace} R}} \right) ^{12} - \varepsilon \left( {{\sigma \mathord{\left/ {\vphantom {\sigma R}} \right. \kern-\nulldelimiterspace} R}} \right)^{6}$$ (1)

waarbij $\varepsilon =5.92 \times 10^{ - 21} \,{\text{J}}$ en $\sigma =4 \times 10^{ - 10} \,{\text{m}} $. De evenwichtshoogte tussen deeltje $P$ en het gekromde oppervlak wordt genomen als $h =4,2 \times 10^{ - 10} \,{\text{m}}$, bepaald door de toestand van de normaalkracht als nul- en simulatieresultaten, zoals beschreven in aanvullend bestand 1:1.

De lopende golffunctie heeft een sinusoïdale vorm als,

$$y =A\sin \left( {\frac{2\pi }{\lambda }x - \omega t} \right)$$ (2)

waarbij de amplitude wordt genomen als $A =1 \times 10^{ - 9} \,{\text{m}}$ en de golflengte is $\lambda =21.75 \times 10^{ - 9} \, {\text{m}}$ tenzij anders vermeld. De hoekfrequentie wordt genomen als $\omega ={{2\pi } \mathord{\left/ {\vphantom {{2\pi } {10^{ - 12} }}} \right. \kern-\nulldelimiterspace } {10^{ - 12} }}$ overeenkomend met een periode van 10 ps; de golfsnelheid is dus $v_{{{\text{wave}}}} =2175\,{\text{m}}/{\text{s}} =\lambda \omega /2\pi$ . Om de lopende golf te activeren, moet de linker 10 Å van grafeen (d.w.z. y $\in$ [− 10, 0] Å) wordt in z geschoven -richting met de hierboven genoemde amplitude en frequentie. Bovendien zijn koolstofatomen met x> 6010 Å wordt vastgeklemd om de grafeenplaat stabiel te houden. In het bijzonder, als een plat grafeenblad moet worden gesimuleerd, zullen niet-geklemde grafeenatomen ook worden vastgemaakt aan hun oorspronkelijke posities langs z -as met een zwakke veerconstante van 0,0938 eV//Å2 (naast A is ingesteld op 0).

Een begintemperatuur van 5 K wordt toegewezen aan niet-gefixeerde koolstofatomen. Deze temperatuur is ingesteld om de thermisch geactiveerde rimpelingen te elimineren die worden veroorzaakt door een harmonische koppeling tussen de buig- en rekmodi van grafeen en zich te concentreren op het effect van de lopende golf veroorzaakt door mechanische excitatie [22]. De structuur evolueert vervolgens in micro-canoniek ensemble (NVE) met een tijdstap van 1 fs. We hebben deze evolutie gevolgd en de temperatuur tijdens de hele simulatie vrijwel onveranderd gevonden.

Resultaten en discussie

Het traject van deeltjes op een golvend grafeenoppervlak en een vlak grafeenoppervlak wordt geïllustreerd in figuur 1. Het tijdsinterval wordt genomen als de periode van het golvende oppervlak. Het is gebleken dat de relatieve positie van het deeltje niet verandert ten opzichte van de golftoppen of -dalen, wat betekent dat het deeltje op het golvende oppervlak wordt vergrendeld met een snelheid die gelijk is aan de golfsnelheid. Ter vergelijking:de algehele beweging van het deeltje op het platte oppervlak is blijkbaar langzamer dan die op een golvend oppervlak met dezelfde beginpositie. De snelheid van deeltjes neemt snel af op het platte oppervlak als gevolg van wrijving, terwijl de wrijving niet lijkt te werken voor deeltjes op een golvend grafeenoppervlak. Meer MD-simulatiegevallen met verschillende simulatietemperaturen en parameters van golffunctie worden getoond in aanvullend bestand 1:1. De simulaties van atoom Xe en molecuul C₆₀ bewegen op een golvend en plat oppervlak wordt gedaan om de generaliseerbaarheid van dit fenomeen te bevestigen en wordt getoond in aanvullend bestand 1:2.

De banen van deeltjes op golvende en platte grafeenoppervlakken

Om het mechanisme van het snelheidsvergrendelingseffect op nanoschaal te begrijpen, wordt een model gebouwd door de interactie tussen golvend oppervlak S te beschouwen. en een extern deeltje P , die wordt getoond in Fig. 2a, b. Ervan uitgaande dat de golflengte en amplitude van het golvende oppervlak $\lambda$ en A zijn , respectievelijk, de dichtstbijzijnde hoogte tussen P en S is h , de getalsdichtheid van S is ${\rho }_{s}$. In MD-simulatie is de interactie tussen deeltje P en golvend oppervlak wordt genomen als vdW-interactie, die wordt weergegeven door L-J-potentiaal,

$$U_{{{\text{L}} {-} {\text{J}}}} =\varepsilon \left[ {\left( {\frac{\sigma }{r}} \right)^{ 12} - \left( {\frac{\sigma }{r}} \right)^{6} } \right]$$

Geometrieconfiguraties en potentiaalverdeling. een Het 3D-model van golvend oppervlak S en een extern deeltje P met het dichtstbijzijnde punt P ₁ op het oppervlak; b het 2D-model van het golvende oppervlak S en deeltje P; c de vergelijking tussen interactiepotentialen van golvend oppervlak S en een extern deeltje P door vgl. (1) en MD-simulatie; d de relatieve potentiaalverdeling in PXY coördinaat

Dan is de interactie tussen P en S het is bewezen dat het wordt geschreven als een functie van gemiddelde kromming en Gauss-kromming op basis van L-J-paarpotentiaal [34,35,36],

$$\begin{aligned} U_{6 - 12} &=\frac{{4\pi \rho_{s} \varepsilon \sigma^{12} }}{{5h^{10} }}\left[ { 1 - hH + h^{2} H^{2} + \frac{{9h^{2} }}{16}\left( {H^{2} - K} \right)} \right] \\ &\quad - \,\frac{{2\pi \rho_{s} \varepsilon \sigma^{6} }}{{h^{4} }}\left[ {1 - hH + h^{2} H^{2} + \frac{{3h^{2} }}{4}\left( {H^{2} - K} \right)} \right] \\ \end{aligned}$$ (3 )

Hier is punt $P_{1}$ het dichtstbijzijnde punt op het oppervlak S naar deeltje P , en H en $K$ zijn respectievelijk de gemiddelde kromming en de Gauss-kromming in punt $P_{1}$ (Fig. 2a) [20]. Door deze op kromming gebaseerde potentiaal [Vgl. (3)] is gebruikt bij het verklaren van veel abnormale verschijnselen op micro/nano-schalen [38, 39], de betrouwbaarheid van Vgl. (3) wordt in dit geval gevalideerd door vergelijking met de oppervlaktepotentiaal in MD-simulatie voor parameters die hierboven zijn gegeven en weergegeven in Fig. 2c.

Voordat we de invloed van een golvend oppervlak op deeltje P analyzing analyseren , moet wrijving worden onderzocht en in aanmerking worden genomen. De wrijving tussen deeltjes en het golfoppervlak kan op nanoschaal zeer gecompliceerd zijn [39,40,41,42,43]. Een primitieve schatting van de wrijving wordt gemaakt door de beweging van een deeltje op een vlakke grafeenlaag te simuleren met MD zoals beschreven in Aanvullend bestand 1:3. Voor het gemak is hier een plat oppervlak genomen in plaats van een golvend oppervlak. Deze benadering wordt geschat in Aanvullend bestand 1:3 gecombineerd met een verder potentieel plasmechanisme. Met bovenstaande parameters wordt de wrijving geschat als $f =- 5.2 \times 10^{ - 13} \,{\text{N}}$.

Dan is de relatieve potentiaal tussen oppervlakte S en deeltje P wordt onderzocht door wrijving te beschouwen. Ten eerste wordt een relatieve golfframe-coördinaat $PXY$ gebouwd zoals weergegeven in rode kleur in figuur 2b, die beweegt met de golfsnelheid en dus stationair blijft ten opzichte van de lopende golf. De lopende golf wordt dus "bevroren" in $PXY$. Omdat het deeltje naar rechts blijft bewegen ten opzichte van het grafeen, zal de wrijving die erop inwerkt constant naar links langs het oppervlak zijn. Dientengevolge zal het relatieve golfframepotentieel het op kromming gebaseerde potentieel zijn minus het werk dat door wrijving wordt gedaan,

$$P =U_{n} + f * x$$ (4)

Het op kromming gebaseerde potentieel vervangen U _n en wrijving in Vgl. (4), het relatieve golfframepotentieel kan worden geëvalueerd en wordt getekend in figuur 2d.

Aangezien de golfframe-coördinaat PXY beweegt mee met de lopende golf, de initiële locatie van deeltje P in de potentiaal bepaalt de baan van het deeltje. Ervan uitgaande dat de beginsnelheid van deeltje P is $v_{0}$ en de golfsnelheid is $v_{{{\text{wave}}}}$, kunnen twee voorwaarden worden voorgesteld op basis van figuur 2d:de beginpositie van deeltje $ P$ lokaliseert in potentiële plas van de rode zone $\lambda_{1}$; de initiële kinetische energie van het golfframe voldoet aan $\frac{1}{2}m\left( {v_{0} - v_{{{\text{wave}}}} } \right)^{2} \le \Delta-U$. Dan zal het deeltje niet in staat zijn om uit de plas te springen, maar in plaats daarvan vast te zitten en te wiebelen in de plas. In perspectief van een absolute coördinaat, zal deeltje $P$ oscilleren in de potentiële plas maar blijven bewegen met de voortplantende golf met de snelheid die rond de golfsnelheid is vergrendeld, vandaar het snelheidsblokkerende effect. Anders, als de initiële locatie van deeltje $P$ binnen de blauwe zone $\lambda_{2}$ valt of de relatieve initiële kinetische energie $\frac{1}{2}m\left( {v_{ 0} - v_{{{\text{wave}}}} } \right)^{2}> \Delta U$, zal het deeltje $P$ niet in een enkele plas blijven maar naar links springen naar lagere plassen langs het golfframe-potentiaaloppervlak. In het perspectief van een absolute coördinaat zal het deeltje achterblijven bij de zich voortplantende golf totdat een ander krachtenevenwicht is bereikt. Een mogelijkheid van een dergelijk evenwicht is dat het deeltje stopt met bewegen op grafeen, waardoor de wrijving verdwijnt. Interessant, in verlicht [21]. Panizon et al. onthullen dat wanneer er een snelheidsverschil is, de lopende golf door het deeltje zal worden verstrooid en een voortstuwingskracht zal bieden, wat suggereert dat de uiteindelijke snelheid van het deeltje groter dan nul zal zijn.

Om onze theorie te formuleren en beter te illustreren, wordt de bewegingsvergelijking van deeltje P verder vastgesteld door de bewegingswetten van Newton. De drijvende krachten uitgeoefend op deeltje P bestaan uit twee delen, normaalkracht $F_{{\text{n}}}$ en tangentiële kracht $F_{{\text{t}}}$, namelijk (Fig. 2b),

$$F_{{\text{n}}} =\frac{{\partial U_{6 - 12} }}{\partial h}; \, F_{{\text{t}}} =\frac{{\partial U_{6 - 12} }}{\partial H}\nabla H + \frac{{\partial U_{6 - 12} }} {\partial K}\nabla K$$ (5)

Voor L-J-potentiaal bestaan er zowel aantrekkelijke als afstotende interacties tussen atomen, het externe deeltje $P$ blijft op een hoogte h waarbij de normaalkracht $F_{{\text{n}}}$ nul is, de bepaling berekening van hoogte h wordt in aanvullend bestand 1:2 geplaatst. Dan is de bewegingsvergelijking van deeltje $P$ in $x$ richting,

$$m\ddot{x} =F_{x} - f$$ (6)

Hier is $F_{x}$ de component van tangentiële kracht $F_{{\text{t}}}$ in $x$ richting (Fig. 2b). Vergelijking berekenen (6) geeft de baan van de deeltjes. Voor het sinusoïdale golfoppervlak is de Gauss-kromming nul en is de gemiddelde kromming gelijk aan de kromming van de kromme in het $Ozx$ oppervlak, dwz $K =0$ en $H =\kappa$ [52], waarbij vgl. (5) in (6), het bewegende traject van deeltje P kan numeriek worden opgelost.

De voorbeelden van vergrendeling en ontgrendeling worden getoond in Fig. 3. Voor de initiële locatie (Fig. 3a) die overeenkomt met het vergrendelingsgebied $\lambda_{1}$ in Fig. 2d, worden de trajecten van theoretische en MD-simulatieresultaten vergeleken in afb. 3b. Het laat zien dat het deeltje door wrijving in zeer korte tijd stopt met bewegen op het platte grafeenoppervlak, terwijl het deeltje op het golfoppervlak naar rechts blijft bewegen. En het theoretische traject benadert de MD-simulatieresultaten. Deze tendens wordt verder bevestigd in figuur 3c voor de snelheid van het deeltje getoond in tien keer simulatietijd. Aangezien het deeltje in de vergrendelingszone valt en de beginsnelheid gelijk is aan de golfsnelheid, zal het oscilleren in de potentiële plas en zal zijn algehele snelheid gelijk zijn aan de golfsnelheid, wat in overeenstemming is met onze speculatie. Voor deeltje waarvan de oorspronkelijke locatie (Fig. 3d) in het ontgrendelingsgebied $\lambda_{2}$ in Fig. 2d valt, neigt de baan van het deeltje op het golfoppervlak naar een constante (Fig. 3e) en wordt verder bevestigd door de snelheidsverdeling. Het is interessant dat de lopende golf de beweging van het deeltje kan verbeteren, zelfs wanneer het op het snelheidsontgrendelingsgebied valt in vergelijking met de beweging van deeltje op een plat grafeenoppervlak. Figuur 3f illustreert dat de snelheid gedurende een langere tijd dan de simulatietijd tot nul zal afnemen. Meer voorbeelden worden geïllustreerd in Aanvullend bestand 1:3.

Voorbeelden van vergrendelen en ontgrendelen. een Een schematische weergave die laat zien hoe het deeltje landt op het snelheidsremmende gebied $\lambda_{1}$ van het golvende grafeenoppervlak waar de initiële deeltjessnelheid $v_{0} =2175\,{{\text{m}) is } \mathord{\left/ {\vphantom {{\text{m}} {\text{s}}}} \right \kern-\nulldelimiterspace} {\text{s}}}$; b een schematische weergave die laat zien hoe het deeltje landt op het snelheidsontgrendelingsgebied $\lambda_{2}$ van het golvende grafeenoppervlak; c de banen van deeltjes door zowel MD-simulatie als theorie, de baan van een deeltje op vlak grafeen wordt ook uitgezet ter vergelijking; d de tijdsevolutie van deeltjessnelheid door Vgl. (6); e de banen van deeltjes door zowel MD-simulatie als theorie; v de tijdsevolutie van deeltjessnelheid door Vgl. (6)

Volgens het potentiële plasmechanisme wordt het snelheidsremmende effect van deeltje gedomineerd door het potentiële golfoppervlak. Het effect van parameters kan worden besproken op basis van potentiële plastheorie. Vanzelfsprekend omvatten deze golflengte $\lambda$, amplitude A , frequentie $\omega$ en de L–J potentiële parameters. Opgemerkt wordt dat bij de volgende analyse wordt aangenomen dat de wrijving hetzelfde blijft met betrekking tot verschillende parameters. De potentiaalverdelingen voor verschillende golflengten A , amplitude $\lambda$ en de L-J potentiële parameter $\varepsilon$ worden respectievelijk geïllustreerd in Fig. 4. Figuur 4a laat zien dat de potentiële plasdiepte afneemt met een toename van $\lambda$, en dat er geen snelheidsblokkeringsbereik is wanneer de golflengte een kritische waarde overschrijdt. Bovendien, aangezien een lagere frequentie $\omega$ betrekking heeft op een grotere $\lambda$, neemt het snelheidsblokkeringsbereik af met een toename van $\omega$. Afbeelding 4b illustreert dat de potentiële plasdiepte toeneemt met een toename van A en het snelheidsremmende effect verdwijnt wanneer de amplitude te klein is. Opgemerkt wordt dat de verhouding A /$\lambda$ mag niet te groot zijn om schade te voorkomen. Gewoonlijk zowel $\lambda$ als A toenemen wanneer de schaal van golven of deeltjes toeneemt. Om het schaaleffect te bestuderen, behouden we de verhouding $\lambda$/A fix en onderzoek de invloed van variërende $\lambda$ of A . Afbeelding 4c laat zien dat de potentiële plasdiepte snel afneemt met een toenemende $\lambda$ of A . Dit geeft aan dat de op kromming gebaseerde drijvende kracht snel afneemt met een toenemende schaal, zodat het snelheidsremmende effect voor deeltjes op het oppervlak zal verdwijnen met grootschalige golven. Voor de L-J-potentiaalparameter $\varepsilon$ wordt bevestigd dat het snelheidsvergrendelingsgebied breder zal zijn wanneer het interactiepotentieel van het paar sterk is en dat het snelheidsvergrendelingseffect zal verdwijnen wanneer het interactiepotentieel van het paar zwak is (Fig. 4d).

Het effect van parameters op potentiële publicatie:a het effect van golflengte; b het effect van golfamplitude; c het effect van de verhouding van golflengte en amplitude; d het effect van L-J potentiële parameter

Opgemerkt wordt dat de stijfheid en L-J-potentiële parameters verschillend zijn voor andere 2D-nanomaterialen, wat leidt tot verschillende frequenties en golfsnelheden [44]. Volgens parameteranalyse zal de potentiële plas verschijnen door de juiste golflengte en amplitude voor het golvende oppervlak te kiezen. Aangezien de potentiële plas de voorwaarde is voor deeltjes die met een golvend oppervlak bewegen, zal dit snelheidsremmende effect ook optreden voor veel 2D-nanomateriaallagen onder de korteafstandsinteractie.

Hoewel de beweging van één deeltje in dit artikel wordt besproken, bevindt het zich nog steeds in het kader van de thermo-omgeving. De potentiële plas is de essentiële voorwaarde voor de koppelingsbeweging tussen deeltje en oppervlak. Voor meerdere deeltjes, als ze zich allemaal in een potentieel plasgebied bevinden en voldoen aan de vereiste voorwaarden, zullen ze worden gevangen en met het golvende oppervlak meebewegen. Volgens het parametereffect kan de beweging van deeltjes controleerbaar zijn door de golflengte en amplitude aan te passen. Omdat het snelheidsvergrendelingsgebied groter zal zijn voor oppervlaktegolven met een kleinere golflengte, grotere amplitude en hogere frequentie, zal de snelle diffusie op het golvende oppervlak ook worden verbeterd. De parametrische analyse is ook in overeenstemming met de snelle diffusieregulatie die in veel andere literatuur is gedetecteerd. Bijvoorbeeld Angelos et al. wees erop dat de diffusiecoëfficiënt toeneemt met de rimpelamplitude van het grafeenoppervlak [22]. Ze bevestigden dat de amplitude van de rimpelingen toeneemt, wat een verhoogde voorkeur van de druppeltjes voor de valleien onthult, wat kan worden verklaard door figuur 4b. Wanneer de amplitude voldoende toeneemt, zou het gebied met snelheidsvergrendeling waarschijnlijk de hele golflengte bestrijken en de diffusie verbeteren. Bovendien wezen ze erop dat het potentieel voor de vallei altijd kleiner is dan het potentieel voor kam [22] (Fig. 4), dat reageert op een lager potentieel voor het kamgebied dat wordt getoond in Fig. 4. Cao et al. bestudeerde de vloeistofstroom in nanokanaal in aanwezigheid van lopende oppervlaktegolven en bevestigde dat de snelheid toeneemt met toenemende amplitude en frequentie [45], wat ook in overeenstemming is met de parametrische analyse.

MD-simulatie kan de eigenschap slechts in zeer korte tijd weerspiegelen, meer potentiële toepassing van dit snelheidsremmende effect kan worden afgeleid uit het potentiële plasmechanisme. Door bijvoorbeeld de amplitude en frequentie aan te passen, is het mogelijk om een bijna vergrendelend of ontgrendelend gebied te realiseren, dat deeltjes kan laten bewegen of stoppen. Opgemerkt wordt dat de golvende beweging van het oppervlak in verticale richting kan worden omgezet in de beweging van deeltje in dwarsrichting, wat vergelijkbaar is met een soort ratelbeweging en kan worden gebruikt in een nano-elektromechanisch systeem. Bovendien, aangezien de interactie tussen deeltje en oppervlak de beweging zal beïnvloeden, zal het traject dat wordt versterkt door het golvende oppervlak anders zijn voor deeltjes met verschillende paarpotentialen, wat kan leiden tot frasescheiding.

Conclusies

Concluderend demonstreren we een onderscheidende relatie tussen deeltje en grafeenlaag met lopende oppervlaktegolf, d.w.z. snelheidsvergrendelingsfenomeen. Door MD-simulatie bevestigde het dat de snelheid van deeltjes onder bepaalde voorwaarden rond de golfsnelheid kan worden gehouden. Er wordt een theoretisch model gebouwd om het mechanisme te verhelderen, waarbij de plas potentiële oppervlakte het vergrendelingseffect domineert. De vergrendelingsvoorwaarden worden voorgesteld op basis van dit model, d.w.z. de initiële positie van deeltje in de potentiële plas en de initiële kinetische energie kan het deeltje niet ertoe brengen om uit de potentiële plas te springen. Het deeltjestraject dat wordt voorspeld door theoretische voorspellingen komt goed overeen met de resultaten van MD-simulaties. Het effect van golflengte en amplitude, evenals de L-J-potentiaalparameter wordt besproken. Het werk biedt ook een nieuw perspectief om de snelle diffusie en het transport op een golvend oppervlak en mogelijke toepassingen voor zinscheidingen te begrijpen.

Beschikbaarheid van gegevens en materialen

Alle gegevens die tijdens dit onderzoek zijn gegenereerd of geanalyseerd, zijn opgenomen in dit gepubliceerde artikel [en de aanvullende bestanden].

Afkortingen

MD:: Moleculaire dynamiek
vdW:: Van der Waals
CNT:: Koolstof nanobuisje
h-BN:: Zeshoekig boornitride
SWCNT:: Enkelwandige koolstof nanobuis
L–J:: Lennard–Jones
LAMMPS:: Grootschalige atomaire/moleculaire massaal parallelle simulator
REBO:: Reactieve empirische bindingsvolgorde
NVE:: Micro-canoniek ensemble

Enkelvoudige waterstroom door tweedimensionale nanoporeuze membranen Een nieuwe, dopingloze, vinvormige SiGe-kanaal-TFET met verbeterde prestaties

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal