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Jan 17, 2024

Optisch angetriebener Flüssigkristall-Tropfenrotator

Wissenschaftliche Berichte Band 12,

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 16623 (2022) Diesen Artikel zitieren

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In dieser Studie wurde die durch elliptisch polarisiertes Laserlicht induzierte Rotation von Flüssigkristalltröpfchen mithilfe einer optischen Pinzette untersucht. Der Rotationsmechanismus wurde anhand der Anordnung der Flüssigkristallmoleküle innerhalb der Tröpfchen analysiert. Die Änderung des Rotationsverhaltens nematischer Flüssigkristalltröpfchen (NLC) wurde durch Variation der Tröpfchengröße bewertet. Die experimentellen Ergebnisse wurden basierend auf dem Wellenplatteneffekt und dem Lichtstreuungsprozess analysiert. Das Rotationsverhalten cholesterischer Flüssigkristalltröpfchen wurde durch Variation der Tröpfchengröße und der Helixganghöhe untersucht, die durch die Konzentration des chiralen Dotierstoffs gesteuert wurde. Die Ergebnisse werden im Hinblick auf die selektive Reflexion des einfallenden Strahls durch die helikale Struktur diskutiert. Außerdem wurde die Abhängigkeit der Rotationsfrequenz von der Elliptizität des einfallenden Strahls untersucht. Der Hauptbeitrag zur Rotation ändert sich mit zunehmender Chiralität des Tröpfchens allmählich von der Lichttransmission zur Reflexion. Mithilfe einer holographischen optischen Pinzette wurde ein NLC-Rotatorsystem konstruiert. Ein solcher optisch steuerbarer Rotator ist ein typisches mikrooptomechanisches Gerät. Komplexe Strömungsfelder, einschließlich mehrerer Wirbel- und lokalisierter Scherfelder, wurden im Mikrometerbereich realisiert.

Die Manipulation von Materialien im Mikromaßstab ist entscheidend für die Bewertung der mikroskopischen Eigenschaften weicher Materialien und Biomaterialien1,2. Optische Pinzetten sind wichtige Werkzeuge zur präzisen Kontrolle von Mikroobjekten wie Kolloiden, Mikroorganismen und Zellen3. Die linearen und Drehimpulse des Lichts steuern ihre Translations- bzw. Rotationsbewegungen. Beispielsweise können Kolloide in komplexen Mustern angeordnet und auf komplexe Weise dynamisch gesteuert werden4. Die Ausrichtung doppelbrechender Objekte kann auch mit polarisiertem Licht5 gesteuert werden. Insbesondere die Bestrahlung eines doppelbrechenden Objekts mit zirkular polarisiertem Licht induziert eine kontinuierliche Rotation (Drehbewegung)5.

Flüssigkristalltröpfchen (LC) sind typische doppelbrechende Materialien, die durch zirkular polarisiertes Licht gedreht werden können6,7,8. Ihre innere Struktur hängt von den Randbedingungen der Moleküle auf der Tropfenoberfläche ab9,10. Bei der tangentialen Verankerung an der Oberfläche eines nematischen LC-Tröpfchens (NLC) werden die LC-Moleküle parallel zur Tröpfchenoberfläche ausgerichtet, und an den Polen des Tröpfchens liegen zwei Punktdefekte vor. dies wird als bipolare Struktur10 bezeichnet. Für die homöotrope Verankerung sind die NLC-Moleküle radikal angeordnet und in ihrem Zentrum liegt ein Einzelpunktdefekt vor; dies ist als radiale Struktur10 bekannt. Neben den bipolaren und radialen Strukturen gibt es je nach Stärke und Art der Verankerung noch mehrere weitere Strukturen10. Ein cholesterisches LC-Tröpfchen (ChLC) kann durch Rühren der Mischung aus einem NLC und einem chiralen Dotierstoff gebildet werden10,11. ChLC-Tröpfchen haben eine helikale molekulare Anordnung. Das Verhältnis des Tropfendurchmessers d zur Spiralsteigung p ist ein entscheidender Parameter, der die innere Struktur des Tropfens bestimmt11.

Es wurden mehrere Mechanismen für die Rotation von LC-Tröpfchen untersucht, deren Hauptbeiträge von ihrer inneren Struktur abhängen12,13,14,15,16,17,18. Beispielsweise sind in einer bipolaren Struktur der Wellenplatteneffekt und der Lichtstreuungsprozess vorherrschend13,14,15 und die Rotationsfrequenz erreicht bis zu 103 Hz6. Allerdings rotiert der Tropfen bei schwachem Licht nicht in einer radialen Struktur und induziert keine Veränderung der inneren Struktur7. In chiralen Feststoffpartikeln, die aus optisch gehärteten ChLCs bestehen, trägt die durch die helikale Anordnung der LC-Moleküle induzierte Bragg-Reflexion hauptsächlich zur Rotation durch Gaußsche16,17 und Nicht-Gaußsche Falle18 bei. Da die Bragg-Reflexion nur auftritt, wenn die Richtung des zirkular polarisierten Lichts mit der Chiralität des Partikels übereinstimmt, dreht sich das chirale Partikel nur in die gleiche Richtung wie die Chiralität16. Unter bestimmten Bedingungen (starke Lichtbestrahlung, die die molekulare Ausrichtung eines ChLC-Tröpfchens mit \(d/p\) = 0,5 oder 1 neu organisiert) induziert linear polarisiertes Licht die Tröpfchenrotation19.

LC-Tröpfchen sind für opto-mikrofluidische Geräte nützlich, da die Rotationsgeschwindigkeit ohne Kontakt gesteuert werden kann und die Größe des Tröpfchens leicht gesteuert werden kann. Die Steigerung der Energieübertragungseffizienz von LC-Tröpfchen ist wichtig, um LC-Tröpfchen auf opto-mikrofluidische Geräte anzuwenden. Um den Rotationsmechanismus im Detail zu klären, ist es notwendig, den Zusammenhang zwischen den optischen Wechselwirkungen der LC-Tröpfchen und ihren inneren Strukturen herzustellen. Diese Klarstellung wird die Entwicklung von Geräten mit hoher Energieübertragungseffizienz erleichtern. Darüber hinaus induzieren die rotierenden Mikropartikel ein lokales Strömungsfeld um sie herum, wodurch komplexe Strömungsfelder im Mikromaßstab erzeugt werden. Diese Technik wird weitere Untersuchungen der komplexen Phänomene anregen, die durch lokale Wirbelströmung und Scherspannung in weicher Materie verursacht werden20.

In dieser Studie untersuchten wir die optische Drehmomentübertragung auf NLC- und ChLC-Tröpfchen mit Änderungen in der inneren Struktur, um zu verstehen, welche innere Struktur LC-Tröpfchen effizienter dreht. Die Auswirkungen der Tröpfchengröße und Chiralität auf das angelegte Drehmoment wurden gemessen und die experimentellen Ergebnisse anhand der inneren Struktur der Tröpfchen analysiert21,22. Aus anwendungstechnischer Sicht wurde ein steuerbares rotierendes NLC-Tröpfchensystem mithilfe einer holographischen optischen Pinzette (HOT)23 konstruiert.

Wenn ein Tröpfchen eine stationäre Rotation mit der Frequenz ν zeigt, wird das vom Laserstrahl empfangene optische Drehmoment Γ durch das viskose Drehmoment der Lösung ausgeglichen (siehe ergänzende Informationen)24

Dabei ist η die Viskosität von Wasser und d der Durchmesser des Tröpfchens. Die Beziehung zwischen dem mit Gleichung (1) geschätzten Γ und der Laserleistung ist in Abb. 1a dargestellt. Γ stieg linear mit steigender Laserleistung von 1,9 auf 9,4 mW.

Optisch induzierte kontinuierliche Rotation eines NLC (E7)-Tröpfchens. (a) Variation des optischen Drehmoments Γ, das mit Laserleistung auf das Tröpfchen ausgeübt wird. Die durchgezogenen Linien passen am besten zu den Daten. (b) Variation des optischen Drehmoments Γ mit dem Durchmesser d der Tröpfchen. Die gestrichelte Linie ist die am besten angepasste Kurve von Gl. (3). Die grünen und blauen Linien sind die am besten angepassten Kurven von Gl. (4) für d < 4,5 µm bzw. d > 4,5 µm. (c) Polarisierende mikroskopische Bilder von NLC-Tröpfchen unter gekreuzten Nicols-Polarisatoren und schematische Darstellung der molekularen Ausrichtung. Die molekulare Ausrichtung innerhalb eines kleineren Tröpfchens ist präradial und die innerhalb eines größeren Tröpfchens ist bipolar. Die Pfeile geben die Drehrichtungen an.

Das optische Drehmoment Γ hängt auch vom Elliptizitätswinkel φ des Laserstrahls ab. Der linear polarisierte Strahl entspricht φ = 0 und der zirkular polarisierte Strahl entspricht φ = π/4. Als sich die Polarisation des Einfangstrahls über einem bestimmten kritischen Wert |φc| der zirkularen Polarisation näherte, begann sich das NLC-Tröpfchen zu drehen, und ν nahm mit zunehmendem |φ|5,7 zu. Dieses Verhalten wird durch den Wellenplatteneffekt5,7 erklärt. Das optische Drehmoment Γ bei φ wird ausgedrückt als

Dabei ist P die Laserleistung, ω die Frequenz des Einfangstrahls, ∆ die durch ∆ = 2π∆nd/λ ausgedrückte Verzögerung (∆n ist die Doppelbrechung und λ die Wellenlänge des Einfangstrahls) und θ der Winkel zwischen der Hauptachse der Polarisationsellipse und der optischen Achse des Objekts. Der erste Term auf der rechten Seite von Gl. (2) stellt den Beitrag des Spindrehimpulses dar, der das Objekt in die gleiche Richtung dreht wie die Drehung für die elliptische Polarisation. Der zweite Term stellt den Ausrichtungseffekt entlang der Hauptachse der elliptischen Polarisation dar, es sei denn, der einfallende Strahl ist zirkular polarisiert.

Die Abhängigkeit von Γ vom Durchmesser d der NLC-Tröpfchen ist komplex, wie in Abb. 1b dargestellt. Wir analysieren die Größenabhängigkeit, indem wir sie in zwei Bereiche unterteilen. Für d < 4 µm stieg Γ monoton mit d. Für d > 4 µm zeigte Γ ein oszillierendes Verhalten. Es gibt vier vorgeschlagene Ursprünge des optischen Drehmoments14: den Wellenplatteneffekt, den Lichtstreuungsprozess, die Photonenabsorption und den lichtinduzierten Fréederickzs-Übergang. Nur das durch Wellenplatteneffekte erzeugte optische Drehmoment zeigte eine Oszillationsabhängigkeit von der Tröpfchengröße, und seine Größe hing von der Verzögerung Δ = 2π∆nd/λ des Tröpfchens ab7,14. Das Schwingungsverhalten in verschiedenen NLCs, 5CB und E7, skaliert mit ∆nd (siehe ergänzende Informationen). Dieser Trend unterstützt auch die Vorstellung, dass der Wellenplatteneffekt erheblich zum optischen Drehmoment großer Tröpfchen beiträgt.

Der Wellenplatteneffekt in einem kugelförmigen doppelbrechenden Partikel wurde ausgewertet, um die Variation von Γ mit d quantitativ zu bestimmen. Für eine Rotation im stationären Zustand wird das durch den Wellenplatteneffekt erzeugte durchschnittliche optische Drehmoment Γave durch Berechnen des azimutalen Durchschnitts von Gl. (2) innerhalb von \(0\le \theta \le 2\pi\)5 als \({\it{\Gamma }}_{{\rm ave}}=\frac{P}{\omega }\left (1-\mathrm{cos\;\Delta }\right)\mathrm{sin}\;2\varphi\). Wenn ∆n unabhängig von d ist, hängt Γave nur von d ab. Daher haben wir die bestrahlte Fläche in Hohlzylinder zerlegt und das Gesamtdrehmoment ΓWP für zirkular polarisiertes Licht (φ = π/4) durch Summieren ihrer jeweiligen Beiträge (siehe Zusatzinformationen) als geschätzt

Dabei ist \({\mathcalligra{p}}\) die Leistungsdichte des Lasers, θ1 der Azimutwinkel, der den Strahldurchmesser angibt (Strahlgröße = dsinθ1) und t1 = Δcosθ1. Der Strahldurchmesser beträgt etwa 1,22λ/NA, wobei NA die numerische Apertur ist. Die am besten angepasste Linie von Gl. (3) mit ∆n = 0,19225 und der Anpassungsparameter \({\mathcalligra{p}}\) für die experimentellen Daten ist in Abb. 1b als gestrichelte Linie dargestellt. Die Linie erfasst das Schwingungsverhalten großer Tröpfchen, es besteht jedoch eine deutliche Diskrepanz zu den experimentellen Daten für kleine Tröpfchen. Dieser Unterschied ist teilweise darauf zurückzuführen, dass nur der Wellenplatteneffekt berücksichtigt wurde. Frühere Studien haben gezeigt, dass die Wellenplatteneffekte und der Lichtstreuungsprozess hauptsächlich zur Rotation von NLC-Tröpfchen beitragen14. Der relative Beitrag zweier Effekte wurde jedoch nicht quantitativ erwähnt. Da das optische Drehmoment maßgeblich von der inneren Struktur des Tröpfchens abhängt, wurde eine molekulare Ausrichtung innerhalb der LC-Tröpfchen beobachtet. Die innere Struktur veränderte sich bei etwa d = 4 µm. In größeren Tröpfchen (d > 4,5 µm) war die innere Struktur bipolar (Abb. 1c, links) und Γ oszillierte in diesem Bereich. Für d < 4,5 µm änderte sich die innere Struktur jedoch in eine präradiale Struktur (Abb. 1c, rechts) und Γ war proportional zu d3. Solche Veränderungen in der inneren Struktur wurden auch in einer früheren Studie21 berichtet. Die kritische Größe zwischen der präradialen und der bipolaren Struktur stimmte mit der Größe überein, bei der sich die Abhängigkeit von Γ von d in unserem Experiment änderte. Die Leistungsabhängigkeit in Abb. 1a ist sowohl für bipolare als auch für präradiale Tröpfchen linear. Für ein radiales Tröpfchen wurde die nichtlineare Leistungsabhängigkeit berichtet7. Die lineare Abhängigkeit zeigt, dass in einem präradialen Tröpfchen bei der von uns verwendeten niedrigeren Leistung keine lokale optische Verformung induziert wird.

Das optische Drehmoment Γall, das die durch den Wellenplatteneffekt ΓWP und den Lichtstreuungsprozess ΓLS erzeugten Drehmomente widerspiegelt, wird ausgedrückt als

wobei a das Verhältnis von ΓWP zu Γall ist (0 ≤ a ≤ 1). ΓLS wird ausgedrückt als 12,14 \({{\it \Gamma }}_{\rm{LS}}=\frac{\alpha \mathcalligra{p}n}{c}V\), wobei V das Tröpfchenvolumen ist , n ist der durchschnittliche Brechungsindex, c ist die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum und α ist der Winkel zwischen dem Poynting-Lichtvektor und dem Wellenvektor, abgeleitet aus ∆n und n (siehe Zusatzinformationen)12,14. Die experimentellen Daten werden separat mit Gl. angepasst. (4) bei d < 4,5 µm und d > 4,5 µm, wobei \({\mathcalligra{p}}\) und a die Anpassungsparameter sind. Die grünen und blauen Linien in Abb. 1b stellen die am besten angepassten Kurven von Gl. dar. (4) auf Daten für d < 4,5 µm bzw. d > 4,5 µm. Für d > 4,5 µm lag der optimale Wert von a bei 0,997 und der Wellenplatteneffekt war dominant. Dieser Befund steht im Einklang mit der Tatsache, dass die innere bipolare Struktur anisotrop ist und der Wellenplatteneffekt den dominanten Beitrag leistet. Für d < 4,5 µm betrug a 0,24 und der Lichtstreuungsprozess war dominant. In der Rotationsebene war die präradiale Struktur isotroper als die bipolare Struktur. Daher war der Beitrag des Wellenplatteneffekts weniger signifikant als der des Lichtstreuprozesses. Die Energieeffizienz, definiert als das Verhältnis der durch die Anpassung geschätzten Leistung zu der vom Leistungsmesser in der Brennebene gemessenen Leistung, war für bipolare Tröpfchen sechsmal höher als für präradiale Tröpfchen (9 % und 1,5 % für bipolare und präradiale Tröpfchen). jeweils). Es wurde bestätigt, dass das NLC-Tröpfchen mit einer bipolaren Struktur optische Energie effizienter in mechanische Energie umwandelt als das mit einer präradialen Struktur. Unter Berücksichtigung des Wellenplatteneffekts und der Streuung basierend auf dem Doppelbrechungsmodell wurden der Beitrag zweier Effekte und die Energieeffizienz quantitativ diskutiert.

Basierend auf der obigen Diskussion ist die innere Struktur des LC-Tröpfchens entscheidend für seinen Rotationsmechanismus. Durch Zugabe eines chiralen Dotierstoffs führten wir eine helikale Modulation in die Anordnung von LC-Molekülen in NLC-Tröpfchen ein. Die Menge an chiralem Dotierstoff bestimmt die optische Chiralität von ChLC-Tröpfchen.

Die Rotationsänderung des NLC- und ChLC-Tröpfchens wurde durch Variation des Elliptizitätswinkels φ des einfallenden Strahls untersucht. Es wurden zwei Tröpfchen mit unterschiedlichen Konzentrationen des chiralen Dotierstoffs R-811 (0,3 und 1,0 Gew.-%) hergestellt. Abbildung 2a zeigt die Variation der Rotationsfrequenz ν mit φ. Für ein NLC-Tröpfchen ist die Abhängigkeit nahezu symmetrisch in Bezug auf φ = 0, und die Rotationsrichtung wurde durch die des zirkular polarisierten Strahls bestimmt (Abb. 2a, oben). Im Gegensatz dazu war die Abhängigkeit von φ für die ChLC-Tröpfchen asymmetrisch und ν für den Strahl mit entgegengesetzter Chiralität zu ChLC nahm mit zunehmender Menge an chiralem Dotierstoff ab. Es wurde berichtet, dass chirale Feststoffpartikel selektiv zirkular polarisiertes Licht mit einer Chiralität ähnlich der eines Partikels reflektieren16,17. Im Bereich niedrigerer Chiralität, wie in unseren ChLC-Tröpfchen, traten Transmission und Reflexion des zirkular polarisierten Strahls gleichzeitig auf. Wenn das durch Reflexion und Übertragung induzierte Drehmoment ν ist, wird es als17 geschrieben

Dabei ist R der Reflexionsgrad des zirkular polarisierten Lichts in derselben Drehrichtung wie die Chiralität des ChLC-Tröpfchens. Die mit Gl. (5) stimmen mit den experimentellen Daten überein, wie durch die durchgezogenen Linien in Abb. 2a angezeigt. Der am besten angepasste Wert von R stieg mit zunehmender Menge an R-811 (R = 0 %, 4 % und 8 % für 0 Gew.-% [NLC], 0,3 Gew.-% bzw. 1,0 Gew.-% R-811). . Der chirale Dotierstoff induziert eine helikale Struktur und der Reflexionsgrad von zirkular polarisiertem Licht von der helikalen Struktur hängt vom Grad der Chiralität ab.

Optisch induzierte kontinuierliche Rotation eines ChLC (E7+R-811)-Tröpfchens. (a) Variation der Rotationsfrequenz ν mit dem Elliptizitätswinkel des polarisierten Lichts φ mit 10 mW Laserleistung für NLC-Tröpfchen und 25 mW für ChLC-Tröpfchen. Die R-811-Konzentrationen betragen 0 Gew.-% (oben), 0,3 Gew.-% (Mitte) und 1,0 Gew.-% (unten). Die roten Linien sind theoretische Kurven, die mit Gl. angepasst wurden. (5). (b) Variation des aufgebrachten Drehmoments Γ mit dem Durchmesser d für drei ChLC-Tröpfchen mit unterschiedlicher Menge an R-811 (oben: 4,6 Gew.-%, Mitte: 0,7 Gew.-% und unten: 0,1 Gew.-%). Die vertikale Linie gibt die Tonhöhe p von ChLC an. Es wurden 17,5 mW Laserleistung verwendet. (c) Variation des skalierten optischen Drehmoments Γ/Γmax mit dem skalierten Durchmesser d/p. Die durchgezogenen Linien sind Augenhilfen. (d) Hellfeldmikroskopische Bilder und schematisch dargestellte molekulare Ausrichtung von ChLC-Tröpfchen mit verdrehter bipolarer Struktur und RSS. Für d/p < 1 ist die innere Struktur bipolar verdreht; Für d/p > 1 ist die innere Struktur RSS.

Die Variation von Γ mit dem Durchmesser d der ChLC-Tröpfchen, die rechtsdrehend zirkular polarisiertem Licht ausgesetzt sind, ist in Abb. 2b dargestellt. Drei ChLCs-Tröpfchen wurden mit R-811-Konzentrationen von 0,1, 0,7 bzw. 4,6 Gew.-% hergestellt. Die innere Struktur von ChLC-Tröpfchen hängt vom Verhältnis von d zur Ganghöhe der helikalen Struktur, p26, ab. In Abb. 2c wird Γ durch seinen Maximalwert Γmax normalisiert und d wird durch p normalisiert. Der allgemeine Abhängigkeitstrend war für die drei ChLCs konsistent. Für d/p <1 rotierten die ChLC-Tröpfchen nicht innerhalb des verwendeten Laserleistungsbereichs. In diesem Fall war die innere Struktur des Tropfens bipolar verdrillt (Abb. 2d, links) und fungierte als Wellenleiter27. Daher änderte das Tröpfchen die Polarisation des einfallenden Lichts nicht und es fand keine Drehimpulsübertragung vom Licht auf das Tröpfchen statt. Für d/p > 1 änderte sich die innere Struktur in eine radial sphärische Struktur (RSS) (Abb. 2d, rechts) und der Tropfen drehte sich. Im RSS verschwand die Funktion des Wellenleiters und es kam zu einer Drehimpulsübertragung. Alle Parzellen hatten einen Peak an ungefähr derselben Position (d/p ~ 1,5). An dieser Peakposition nähert sich d der Bragg-Wellenlänge np des ChLC-Tröpfchens, wobei n der Brechungsindex von etwa 1,503 für E725 ist.

Wir haben ein Gerät im Mikromaßstab konstruiert, um das lokale Strömungsfeld mithilfe rotierender NLC-Tröpfchen zu steuern. In unserem System kann die räumliche Anordnung der NLC-Tröpfchen durch das HOT gesteuert werden. Die Rotationsgeschwindigkeit und die Richtung der Tröpfchenrotation können durch die Laserleistung bzw. die Zirkularpolarisationsrichtung gesteuert werden.

Das durch die Tröpfchenrotation induzierte Strömungsfeld wurde mithilfe der Mikropartikel-Bildgeschwindigkeitsmessung28 gemessen. Als Sonden wurden Silikatpartikel mit einem Durchmesser von 1 µm in der Lösung dispergiert. Da sich die meisten Partikel am Boden der Zelle absetzten, wurde ein rotierender NLC-Tröpfchen nahe am Boden platziert. Abbildung 3a zeigt das Strömungsfeld um ein einzelnes rotierendes NLC-Tröpfchen (E7). Die durch ein rotierendes festes kugelförmiges Teilchen mit dem Durchmesser d induzierte Strömungsgeschwindigkeit wird ausgedrückt als29

Dabei ist r der Abstandsvektor vom Zentrum des Partikels, ν der Kreisfrequenzvektor des Partikels und u die azimutale Strömungsgeschwindigkeit an der Position r. Die azimutale Komponente der durchschnittlichen Strömungsgeschwindigkeit, die experimentell ermittelt und anhand von Gl. (6) sind als schattierter Bereich in Abb. 3b dargestellt. Die gemessenen Werte stimmen mit den theoretischen Werten überein und bestätigen, dass sich das NLC-Tröpfchen wie ein Feststoffpartikel verhält. Mit HOT können mehrere optische Einfangstellen entworfen werden. Zwei etwa gleich große Tröpfchen wurden mit einer optischen Pinzette eingefangen und das Strömungsfeld um sie herum gemessen (Abb. 3c). Da die Rotationsrichtung gleich war, entstand eine zirkulierende Strömung um die beiden Partikel, und im Spalt zwischen den Tröpfchen wurde ein Scherfeld induziert (Abb. 3d). Die Intensität und räumliche Anordnung des Scherfeldes konnte durch die Rotation der NLC-Tröpfchen mit dem HOT gesteuert werden. Diese Technik ermöglicht die Realisierung sofortiger komplexer Mikroströmungsfelder in mikrofluidischen Geräten, was zu weiteren Möglichkeiten für die Erforschung der mesoskopischen Eigenschaften weicher Materie führt.

Durch NLC-Tropfenrotatoren induziertes Strömungsfeld. (a) Geschwindigkeitsfeld, das durch Rotation eines einzelnen NLC(E7)-Tröpfchens mit einem Radius von 3,6 ± 0,3 µm erzeugt wird. Die Pfeile stellen den lokalen Geschwindigkeitsvektor dar. Die verwendete Laserleistung betrug 29 mW. (b) Variation der azimutalen Komponente des induzierten Geschwindigkeitsfeldes \({\varvec{u}}\) in (a) mit dem Abstand r vom Zentrum des rotierenden NLC-Tröpfchens. Der schattierte Bereich zeigt den Bereich der mit Gl. geschätzten Geschwindigkeit. (6). (c) Induziertes Geschwindigkeitsfeld u für zwei rotierende NLC-Tröpfchen mit 36 ​​mW Laserleistung. Die Pfeile stellen lokale Geschwindigkeitsvektoren dar. (d) Scherrate der Strömungsgeschwindigkeit in y-Richtung \(\frac{\partial {u}_{y}}{\partial x}\), berechnet aus (c).

Durch die Änderung der inneren Struktur von Tröpfchen und die Berücksichtigung jedes Effekts zeigt diese Studie den relativen Beitrag jedes Effekts zur Rotation und zur Energieübertragungseffizienz, der in früheren Arbeiten nicht erwähnt wurde. In NLC-Tröpfchen tragen hauptsächlich die Wellenplatteneffekte und der Lichtstreuungsprozess zur Rotation bei. Wenn der Durchmesser größer als die kritische Größe ist (ungefähr 4,5 µm in dieser Studie), ist die innere Struktur bipolar und optisch anisotrop. In diesem Fall ist der Wellenplatteneffekt der Hauptbeitrag, und bipolare Tröpfchen weisen unter vorbereiteten Tröpfchen die höchste Energieübertragungseffizienz auf. Daher eignen sich bipolare Tröpfchen für optomechanische Geräte. Mit abnehmendem Durchmesser des NLC-Tröpfchens nimmt die optische Anisotropie der inneren Struktur ab und die innere Struktur wird präradial, was in der Rotationsebene isotrop ist. In diesem Fall schwächt sich der Wellenplatteneffekt ab und der Streuprozess dominiert. In ChLC-Tröpfchen treten aufgrund der helikalen Struktur Transmissionen und Bragg-Reflexionen auf. Daher wird der Drehimpuls des Lichts über den Wellenplatteneffekt und die Bragg-Reflexion auf das ChLC-Tröpfchen übertragen. Das durch den Wellenplatteneffekt und die Bragg-Reflexion induzierte Drehmoment erklärt das Rotationsverhalten, das durch den Elliptizitätswinkel φ beeinflusst wird. Das Verhältnis von Durchmesser zu Teilung d/p ist entscheidend für das Rotationsverhalten. Für d/p < 1 ist die innere Struktur bipolar verdrillt und fungiert als Wellenleiter. Daher war die Übertragung von Licht auf das ChLC-Tröpfchen minimal und das ChLC-Tröpfchen rotierte nicht. Als Anwendung der rotierenden Tröpfchen wurde mithilfe des HOT ein steuerbares Mikroströmungsfeld aufgebaut. Das durch das rotierende einzelne NLC-Tröpfchen induzierte Strömungsfeld stimmt mit der theoretischen Vorhersage überein. Im System mit zwei NLC-Tröpfchen wurde im Spalt zwischen den Tröpfchen ein Scherfeld induziert. Mit HOT kann ein komplexeres Strömungsfeld entworfen werden. Diese Technik eröffnet einen neuen Weg für die Mikromanipulation weicher Materie und die Analyse ihrer mesoskopischen Eigenschaften.

In unserem optischen System wurde die Wellenfront des Laserstrahls (YLM-10-CP, IPG Photonics, Wellenlänge 1064 nm) mithilfe eines räumlichen Lichtmodulators (SLM, X10468-03, Hamamatsu) modifiziert, um das räumliche Intensitätsmuster am zu steuern Brennebene. Der vom SLM reflektierte Strahl wurde durch eine Halbwellenplatte und eine Viertelwellenplatte übertragen, um den Elliptizitätswinkel φ und den Orientierungswinkel θ der Polarisationsellipse des Einfangstrahls zu steuern. Schließlich wurde das polarisierte Licht mit einer 100-fachen Objektivlinse (Plan Fluor, Nikon, NA1.4) fokussiert. Am Brennpunkt wurden LC-Tröpfchen oberhalb von 20 µm vom Boden der Zelle eingefangen, um den Wandeffekt zu verhindern (siehe ergänzende Informationen), und wurden gezwungen, sich mit der Falle zu drehen. Die in der Brennebene verwendete Laserleistung betrug 7,5 mW und wurde mit einem Leistungsmesser (PM16-405, Thorlabs) gemessen, sofern nicht anders angegeben.

Wir verwendeten 5CB (TCI) und E7 (eine Mischung aus 51 Gew.-% 5BC (TCI), 25 Gew.-% 7CB (Sigma-Aldrich), 16 Gew.-% 8OCB (TCI) und 8 Gew.-% 5CT (TCI)) als NLCs. E7 und 15 Gew.-% RM257 (Sigma Aldrich), ein fotopolymerisierbares Monomer30, wurden mit Toluol gemischt, um feste doppelbrechende Partikel herzustellen. Nachdem das Toluol verdampft war, wurden die Mischung (E7 und RM257) und Wasser gerührt, um die Tröpfchen herzustellen. Die Probendispersion wurde 30 Minuten lang mit ultraviolettem Licht bestrahlt, um die Tröpfchen durch Photopolymerisation zu verfestigen. E7 und rechtsdrehende chirale Dotierstoffe R-811 (Merck) wurden in Isopropanol als Lösungsmittel gemischt, um ChLC herzustellen. Nach 3-stündigem Rühren in einem Magnetrührer wurde Isopropanol verdampft, um das ChLC herzustellen. Eine Mischung aus hochreinem Wasser (18,2 MΩ cm) und dem vorbereiteten ChLC wurde kräftig gerührt, um ChLC-Tröpfchen mit einem Durchmesser von 1–20 μm zu bilden. Die in Wasser dispergierten Tröpfchen wurden in einer etwa 85 µm dicken Glaszelle eingeschlossen.

Bilder der eingefangenen LC-Tröpfchen wurden mit einer komplementären Metalloxid-Halbleiterkamera (CMOS) (Orca-Flash 4.0, Hamamatsu, 2048 × 2048 Pixel2) aufgenommen, die an ein invertiertes optisches Mikroskop (Eclipse Ti, Nikon) angeschlossen war. Die Belichtungszeit der CMOS-Kamera variierte je nach Tröpfchengröße, d. h. 2 ms für winzige Tröpfchen (d < 3 µm) und 20 ms für große Tröpfchen (d > 3 µm). Da Polarisator und Analysator abnehmbar waren, konnte das Bild zwischen Hellfeld und Polarisation umgeschaltet werden. Die Rotationsbewegung konnte anhand der zeitlichen Änderung der Bildintensität aufgrund der Doppelbrechung von LC-Tröpfchen überwacht werden . Die zeitlichen Entwicklungsdaten der Summe der Bildintensität entlang einer horizontalen Linie durch die Tröpfchenmitte wurden Fourier-transformiert, um die Tröpfchenrotationsfrequenz ν zu bestimmen. Der niedrigste Frequenzpeak entsprach je nach innerer Struktur entweder der 2ν- oder 4ν-Modulation der Rotationsfrequenz. Wir haben uns die Videos angesehen, um zu bestätigen, ob der Niederfrequenzpeak entweder 2ν oder 4ν war, und haben schließlich ν bestimmt.

Als Tracerpartikel zur Visualisierung des Strömungsfeldes wurden Silicapartikel (sicastar-greenF, Micromod) mit 1 Vol.-% verwendet. Da sich die Silikatpartikel im Wasser absetzten, wurde am Boden der Zelle ein rotierender NLC angebracht. Wir haben ein Video mit 200 Bildern/s unter Hellfeldbedingungen aufgenommen. Das Video wurde mit PIVlab31 analysiert, um das Strömungsfeld zu berechnen.

Die während der aktuellen Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Diese Arbeit wurde durch JSPS KAKENHI Grant (Nr. 17H02944 und 20H01873) und Innovative Areas „Fluctuation & Structure“ (Grant Nr. 25103011) von MEXT, Japan, unterstützt. KS dankt Q-pit, JST SPRING (Grant-Nr. JPMJSP2136) und Grant-in-Aid für JSPS Fellows (Grant-Nr. 22J10770). YK dankt Y. Tamura für seine Unterstützung in der Konzeptphase dieses Projekts. Die Autoren danken Editage (www.editage.com) für die Bearbeitung in englischer Sprache.

Fachbereich Physik, School of Science, Kyushu-Universität, Fukuoka, 819-0395, Japan

Keita Saito & Yasuyuki Kimura

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KS und YK haben diese Studie entworfen, das experimentelle System konstruiert, die Daten erfasst, analysiert und interpretiert und den Entwurf dieser Arbeit vorbereitet.

Korrespondenz mit Yasuyuki Kimura.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Saito, K., Kimura, Y. Optisch angetriebener Flüssigkristall-Tropfenrotator. Sci Rep 12, 16623 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-21146-y

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Eingegangen: 27. Mai 2022

Angenommen: 22. September 2022

Veröffentlicht: 05. Oktober 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-21146-y

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