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Jul 27, 2023

Rotador de gotas de cristal líquido accionado ópticamente

Informes científicos volumen 12,

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 16623 (2022) Citar este artículo

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Detalles de métricas

En este estudio, se investigó la rotación de gotas de cristal líquido inducidas por luz láser polarizada elípticamente utilizando pinzas ópticas. El mecanismo de rotación se analizó en función de la disposición de las moléculas de cristal líquido dentro de las gotas. El cambio en el comportamiento de rotación de las gotas de cristal líquido nemático (NLC) se evaluó variando el tamaño de las gotas. Los resultados experimentales se analizaron en función del efecto de placa de onda y el proceso de dispersión de luz. El comportamiento de rotación de las gotitas de cristal líquido colestérico se examinó variando el tamaño de las gotitas y el paso helicoidal, que estaba controlado por la concentración de dopante quiral. Los resultados se discuten en términos de la reflexión selectiva del haz incidente por la estructura helicoidal. También se estudió la dependencia de la frecuencia de rotación con la elipticidad del haz incidente. La principal contribución a la rotación cambia gradualmente de transmisión de luz a reflexión con el aumento de la quiralidad de la gota. Se construyó un sistema rotador NLC utilizando pinzas ópticas holográficas. Tal rotador controlable ópticamente es un dispositivo micro-optomecánico típico. Los campos de flujo complejos, incluidos múltiples vórtices y campos de cizallamiento localizados, se realizaron a escala micrométrica.

La manipulación de materiales a microescala es crucial para evaluar las propiedades microscópicas de materiales blandos y biomateriales1,2. Las pinzas ópticas son herramientas vitales para controlar con precisión microobjetos, como coloides, microorganismos y células3. Los momentos lineales y angulares de la luz impulsan sus movimientos de traslación y rotación, respectivamente. Por ejemplo, los coloides se pueden organizar en patrones complejos y se pueden impulsar dinámicamente de formas complejas4. La orientación de los objetos birrefringentes también se puede controlar mediante luz polarizada5. En particular, la irradiación de un objeto birrefringente con luz polarizada circularmente induce una rotación continua (movimiento giratorio)5.

Las gotas de cristal líquido (LC) son materiales birrefringentes típicos que pueden rotar mediante luz polarizada circularmente6,7,8. Su estructura interna depende de las condiciones de contorno de las moléculas en la superficie de la gota9,10. Para el anclaje tangencial en la superficie de una gota nemática de LC (NLC), las moléculas de LC se alinean paralelas a la superficie de la gota y existen dos defectos puntuales en los polos de la gota; esto se llama la estructura bipolar10. Para el anclaje homeotrópico, las moléculas de NLC están dispuestas radicalmente y existe un defecto de un solo punto en su centro; esto se conoce como la estructura radial10. Además de las estructuras bipolar y radial, existen varias otras estructuras, según la resistencia y el tipo de anclaje10. Se puede formar una gotita de LC colestérica (ChLC) agitando la mezcla de una NLC y un dopante quiral10,11. Las gotitas de ChLC tienen una disposición molecular helicoidal. La relación entre el diámetro de la gota d y el paso helicoidal p es un parámetro crítico que determina la estructura interna de la gota11.

Se han investigado varios mecanismos para la rotación de las gotas de LC, y sus principales contribuciones dependen de su estructura interna12,13,14,15,16,17,18. Por ejemplo, en una estructura bipolar, el efecto de placa de onda y el proceso de dispersión de luz son dominantes13,14,15 y la frecuencia de rotación alcanza hasta 103 Hz6. Sin embargo, la gota no gira bajo una luz débil en una estructura radial y no induce un cambio en la estructura interna7. En partículas sólidas quirales compuestas de ChLC ópticamente curadas, la reflexión de Bragg inducida por la disposición helicoidal de las moléculas de LC es el principal contribuyente a la rotación por trampa gaussiana16,17 y no gaussiana18. Debido a que la reflexión de Bragg solo ocurre cuando la dirección de la luz polarizada circularmente es la misma que la quiralidad de la partícula, la partícula quiral gira solo en la misma dirección que la quiralidad16. En condiciones específicas (fuerte irradiación de luz que reorganiza la alineación molecular de una gota de ChLC con \(d/p\) = 0,5 o 1), la luz polarizada linealmente induce la rotación de las gotas19.

La gota LC es útil para dispositivos opto-microfluídicos porque la velocidad de rotación se puede controlar sin contacto y el tamaño de la gota se puede controlar fácilmente. El aumento de la eficiencia de transferencia de energía de la gota de LC es importante para aplicar la gota de LC a los dispositivos opto-microfluídicos. Es necesario establecer la relación entre las interacciones ópticas de las gotas de LC y sus estructuras internas para aclarar el mecanismo de rotación en detalle. Esta aclaración facilitará el diseño de dispositivos con alta eficiencia de transferencia de energía. Además, las micropartículas giratorias inducen un campo de flujo local a su alrededor, generando campos de flujo complejos a microescala. Esta técnica motivará futuras investigaciones de los fenómenos complejos causados ​​por el flujo de vórtice local y el esfuerzo cortante en la materia blanda20.

En este estudio, investigamos la transferencia de par óptico a las gotas de NLC y ChLC con cambios en la estructura interna para comprender qué estructura interna hace girar la gota de LC de manera más eficiente. Se midieron los efectos del tamaño de las gotas y la quiralidad en el par aplicado, y los resultados experimentales se analizaron en función de la estructura interna de las gotas21,22. Desde el punto de vista de la aplicación, se construyó un sistema de gotas NLC giratorio controlable utilizando una pinza óptica holográfica (HOT)23.

Cuando una gota exhibe una rotación estacionaria con frecuencia ν, el par óptico Γ recibido del rayo láser se equilibra con el par viscoso de la solución como (consulte la información complementaria) 24

donde η es la viscosidad del agua y d es el diámetro de la gota. La relación entre Γ estimado usando la Ecuación (1) y la potencia del láser se muestra en la Fig. 1a. Γ aumentó linealmente al aumentar la potencia del láser de 1,9 a 9,4 mW.

Rotación continua inducida ópticamente de la gota NLC (E7). ( a ) Variación en el par óptico Γ aplicado a la gota con potencia láser. Las líneas continuas son las que mejor se ajustan a los datos. ( b ) Variación en el par óptico Γ con el diámetro d de las gotas. La línea discontinua es la curva mejor ajustada de la ecuación. (3). Las líneas verde y azul son las curvas mejor ajustadas de la ecuación. (4) para d < 4,5 µm y d > 4,5 µm, respectivamente. ( c ) Polarización de imágenes microscópicas de gotas de NLC bajo polarizadores de nicol cruzados y los esquemas de alineación molecular. La alineación molecular dentro de una gota más pequeña es preradial, y dentro de una gota más grande es bipolar. Las flechas indican las direcciones de rotación.

El par óptico Γ también depende del ángulo de elipticidad, φ, del rayo láser. El haz polarizado linealmente corresponde a φ = 0, y el haz polarizado circularmente corresponde a φ = π/4. Cuando la polarización del haz de captura se acercó a la polarización circular por encima de cierto valor crítico |φc|, la gota de NLC comenzó a girar y ν aumentó con el aumento de |φ|5,7. Este comportamiento se explica por el efecto waveplate5,7. El par óptico Γ en φ se expresa como

donde P es la potencia del láser, ω es la frecuencia del haz de captura, ∆ es el retardo expresado por ∆ = 2π∆nd/λ (∆n es la birrefringencia y λ es la longitud de onda del haz de captura), y θ es el ángulo entre el eje mayor de la elipse de polarización y el eje óptico del objeto. El primer término del lado derecho de la Ec. (2) representa la contribución del momento angular de giro, que gira el objeto en la misma dirección que la rotación de la polarización elíptica. El segundo término representa el efecto de alineación a lo largo del eje mayor de la polarización elíptica, excepto si el haz incidente está polarizado circularmente.

La dependencia de Γ del diámetro d de las gotas de NLC es compleja, como se muestra en la Fig. 1b. Analizamos la dependencia del tamaño dividiéndola en dos regiones. Para d < 4 µm, Γ aumentó monótonamente con d. Para d > 4 µm, Γ exhibió un comportamiento oscilatorio. Hay cuatro orígenes propuestos del par óptico14: el efecto de placa de onda, el proceso de dispersión de luz, la absorción de fotones y la transición de Fréederickzs inducida por la luz. Solo el par óptico generado por los efectos de la placa de onda mostró una dependencia oscilatoria del tamaño de la gota, y su magnitud dependió del retardo, Δ = 2π∆nd/λ, de la gota7,14. Los comportamientos oscilatorios en diferentes NLC, 5CB y E7 escalados con ∆nd (ver Información complementaria). Esta tendencia también respalda el concepto de que el efecto de placa de onda contribuye significativamente al par óptico para gotas grandes.

Se evaluó el efecto de placa de onda en una partícula birrefringente esférica para determinar cuantitativamente la variación de Γ con d. Para la rotación en estado estacionario, el par óptico promedio Γave generado por el efecto de la placa de ondas se obtiene calculando el promedio azimutal de la ecuación. (2) dentro de \(0\le \theta \le 2\pi\)5 como \({\it{\Gamma }}_{{\rm ave}}=\frac{P}{\omega }\left (1-\mathrm{cos\;\Delta }\right)\mathrm{sen}\;2\varphi\). Cuando ∆n es independiente de d, Γave depende solo de d. Por lo tanto, descomponemos el área irradiada en cilindros huecos y estimamos el par total ΓWP para la luz polarizada circularmente (φ = π/4) sumando sus respectivas contribuciones (ver Información complementaria) como

donde \({\mathcalligra{p}}\) es la densidad de potencia del láser, θ1 es el ángulo acimutal que indica el diámetro del haz (tamaño del haz = dsinθ1) y t1 = Δcosθ1. El diámetro del haz es de aproximadamente 1,22 λ/NA, donde NA es la apertura numérica. La recta mejor ajustada de la Ec. (3) con ∆n = 0.19225 y el parámetro de ajuste \({\mathcalligra{p}}\) para los datos experimentales se muestra como una línea discontinua en la Fig. 1b. La línea captura el comportamiento oscilatorio de gotas grandes, pero existe una clara discrepancia con los datos experimentales para gotas pequeñas. Esta diferencia se produjo en parte porque solo se consideró el efecto de la placa de ondas. Estudios anteriores han sugerido que los efectos de la placa de ondas y el proceso de dispersión de la luz contribuyen principalmente a la rotación de las gotas de NLC14. Sin embargo, no se mencionó cuantitativamente la contribución relativa de dos efectos. Debido a que el par óptico depende significativamente de la estructura interna de la gota, se observó alineación molecular dentro de las gotas de LC. La estructura interna cambió aproximadamente a d = 4 µm. En gotas más grandes (d> 4,5 µm), la estructura interna era bipolar (Fig. 1c, izquierda) y Γ oscilaba en esta región. Sin embargo, para d < 4,5 µm, la estructura interna cambió a una estructura preradial (Fig. 1c, derecha) y Γ fue proporcional a d3. Tales cambios en la estructura interna también han sido reportados en un estudio previo21. El tamaño crítico entre las estructuras preradial y bipolar coincidió con el tamaño al que cambió la dependencia de Γ en d en nuestro experimento. La dependencia de potencia en la Fig. 1a es lineal tanto para la gota bipolar como para la preradial. Para una gota radial, se ha informado sobre la dependencia de potencia no lineal7. La dependencia lineal indica que la deformación óptica local no se induce en una gota preradial a la potencia más baja que usamos.

El par óptico Γall que refleja los pares generados por el efecto de placa de onda ΓWP y el proceso de dispersión de luz ΓLS se expresa como

donde a es la relación de ΓWP a Γall (0 ≤ a ≤ 1). ΓLS se expresa como 12,14 \({{\it \Gamma }}_{\rm{LS}}=\frac{\alpha \mathcalligra{p}n}{c}V\), donde V es el volumen de la gota , n es el índice de refracción promedio, c es la velocidad de la luz en el vacío y α es el ángulo entre el vector de luz de Poynting y el vector de onda, derivado de ∆n y n (ver información complementaria)12,14. Los datos experimentales se ajustan por separado con la ecuación. (4) en d < 4,5 µm y d > 4,5 µm, donde \({\mathcalligra{p}}\) y a son los parámetros de ajuste. Las líneas verde y azul en la Fig. 1b representan las curvas mejor ajustadas de la ecuación. (4) a datos para d < 4,5 µm y d > 4,5 µm, respectivamente. Para d > 4,5 µm, el valor óptimo de a fue 0,997 y el efecto de placa de onda fue dominante. Este hallazgo es consistente con el hecho de que la estructura bipolar interna es anisótropa y el efecto de placa de ondas es el contribuyente dominante. Para d < 4,5 µm, a era 0,24 y el proceso de dispersión de la luz era dominante. En el plano de rotación, la estructura preradial era más isotrópica que la estructura bipolar. Por lo tanto, la contribución del efecto waveplate fue menos significativa que la del proceso de dispersión de luz. La eficiencia energética, definida como la relación entre la potencia estimada por el accesorio y la medida por el medidor de potencia en el plano focal, fue seis veces mayor para las gotas bipolares que para las preradiales (9% y 1,5% para las gotas bipolares y preradiales, respectivamente). Se confirmó que la gota de NLC con una estructura bipolar convirtió la energía óptica en energía mecánica de manera más eficiente que la de una estructura preradial. Considerando el efecto de placa de onda y el de dispersión basado en el modelo birrefringente, se discutió cuantitativamente la contribución de dos efectos y la eficiencia energética.

Según la discusión anterior, la estructura interna de la gota LC es crucial para su mecanismo de rotación. Introdujimos la modulación helicoidal en la disposición de las moléculas de LC en las gotas de NLC mediante la adición de un dopante quiral. La cantidad de dopante quiral determina la quiralidad óptica de las gotitas de ChLC.

El cambio en la rotación de la gota de NLC y ChLC se investigó variando el ángulo de elipticidad φ del haz incidente. Se prepararon dos gotitas con diferentes concentraciones del dopante quiral R-811 (0,3 y 1,0% en peso). La figura 2a muestra la variación de la frecuencia de rotación ν con φ. Para una gota NLC, la dependencia es casi simétrica con respecto a φ = 0, y la dirección de rotación fue determinada por la del haz polarizado circularmente (Fig. 2a, arriba). Por el contrario, la dependencia de φ fue asimétrica para las gotitas de ChLC, y ν para el haz con quiralidad opuesta a ChLC disminuyó a medida que aumentaba la cantidad de dopante quiral. Se ha informado que las partículas sólidas quirales reflejan selectivamente la luz polarizada circularmente con una quiralidad similar a la de una partícula16,17. En la región de menor quiralidad, como en nuestras gotitas de ChLC, la transmisión y la reflexión del haz polarizado circularmente coincidieron. Cuando el par inducido por reflexión y transmisión, ν se escribe como17

donde R es la reflectancia de la luz polarizada circularmente en la misma dirección de rotación que la quiralidad de la gota de ChLC. Los resultados obtenidos usando la Ec. (5) son consistentes con los datos experimentales, como lo indican las líneas continuas en la Fig. 2a. El valor mejor ajustado de R aumentó con el aumento de la cantidad de R-811 (R = 0 %, 4 % y 8 % para 0 % en peso [NLC], 0,3 % en peso y 1,0 % en peso de R-811, respectivamente) . El dopante quiral induce una estructura helicoidal y la reflectancia de la luz polarizada circularmente desde la estructura helicoidal depende del grado de quiralidad.

Rotación continua inducida ópticamente de gotas de ChLC (E7+R-811). ( a ) Variación en la frecuencia de rotación ν con el ángulo de elipticidad de la luz polarizada φ con una potencia de láser de 10 mW para gotas NLC y 25 mW para gotas ChLC. Las concentraciones de R-811 son 0 % en peso (superior), 0,3 % en peso (medio) y 1,0 % en peso (inferior). Las líneas rojas son curvas teóricas ajustadas usando la ecuación. (5). (b) Variación en el par aplicado Γ con diámetro d para tres gotas de ChLC con diferente cantidad de R-811 (superior: 4,6 % en peso, medio: 0,7 % en peso e inferior: 0,1 % en peso). La línea vertical indica el tono p de ChLC. Se utilizó una potencia de láser de 17,5 mW. (c) Variación en el par óptico escalado Γ/Γmax con el diámetro escalado d/p. Las líneas continuas son guías para los ojos. ( d ) Imágenes microscópicas de campo brillante y alineación molecular mostrada esquemáticamente de gotitas de ChLC con estructura bipolar retorcida y RSS. Para d/p < 1, la estructura interna es bipolar torcida; para d/p > 1, la estructura interna es RSS.

La variación en Γ con el diámetro d de las gotas de ChLC sujetas a luz polarizada circularmente hacia la derecha se muestra en la Fig. 2b. Se prepararon tres gotitas de ChLC usando concentraciones de R-811 de 0,1, 0,7 y 4,6% en peso, respectivamente. La estructura interna de las gotitas de ChLC depende de la relación entre d y el paso de la estructura helicoidal, p26. En la Fig. 2c, Γ está normalizado por su valor máximo Γmax, y d está normalizado por p. La tendencia general de dependencia fue consistente para los tres ChLC. Para d/p < 1, las gotitas de ChLC no rotaron dentro del rango de potencia del láser utilizado. En este caso, la estructura interna de la gota era bipolar retorcida (Fig. 2d, izquierda) y actuaba como guía de ondas27. Por lo tanto, la gota no cambió la polarización de la luz incidente y no se produjo ninguna transferencia de momento angular de la luz a la gota. Para d / p> 1, la estructura interna cambió a una estructura esférica radial (RSS) (Fig. 2d, derecha) y la gota giró. En el RSS, la función de la guía de ondas desapareció y se produjo la transferencia de momento angular. Todos los gráficos tenían un pico aproximadamente en la misma posición (d/p ~ 1,5). En esta posición máxima, d se aproxima a la longitud de onda de Bragg np de la gota de ChLC, donde n es el índice de refracción de aproximadamente 1,503 para E725.

Construimos un dispositivo a microescala para controlar el campo de flujo local utilizando gotas NLC giratorias. En nuestro sistema, el HOT puede controlar la disposición espacial de las gotas de NLC. La velocidad de rotación y la dirección de rotación de las gotas se pueden controlar mediante la potencia del láser y la dirección de polarización circular, respectivamente.

El campo de flujo inducido por la rotación de las gotas se midió mediante velocimetría de imagen de micropartículas28. Las partículas de sílice con diámetros de 1 µm se dispersaron en la solución como sondas. Debido a que la mayoría de las partículas se asentaron en el fondo de la celda, se colocó una gota de NLC giratoria cerca del fondo. La Figura 3a muestra el campo de flujo alrededor de una sola gota NLC (E7) giratoria. La velocidad de flujo inducida por una partícula esférica sólida en rotación con diámetro d se expresa como29

donde r es el vector de distancia desde el centro de la partícula, ν es el vector de frecuencia angular de la partícula y u es la velocidad de flujo azimutal en la posición r. La componente azimutal de la velocidad de flujo promedio obtenida experimentalmente y la estimada usando la Ec. (6) se muestran como el área sombreada de la Fig. 3b. Los valores medidos son consistentes con los valores teóricos, lo que confirma que la gota de NLC se comporta como una partícula sólida. Se pueden diseñar múltiples sitios de captura óptica utilizando HOT. Se atraparon dos gotas de aproximadamente el mismo tamaño con pinzas ópticas y se midió el campo de flujo a su alrededor (Fig. 3c). Debido a que la dirección de la rotación era la misma, apareció un flujo circulante alrededor de las dos partículas y se indujo un campo de corte en el espacio entre las gotas (Fig. 3d). La intensidad y la disposición espacial del campo de cizalla podrían controlarse mediante la rotación de las gotas de NLC con el HOT. Esta técnica permite la realización de campos de microflujos complejos instantáneos en dispositivos de microfluidos, lo que abre nuevas posibilidades para la investigación de las propiedades mesoscópicas de la materia blanda.

Campo de flujo inducido por rotadores de gotas NLC. ( a ) Campo de velocidad generado por la rotación de una sola gota NLC (E7) con un radio de 3,6 ± 0,3 µm. Las flechas representan el vector de velocidad local. La potencia del láser utilizada fue de 29 mW. (b) Variación en el componente azimutal del campo de velocidad inducido \({\varvec{u}}\) en (a) con una distancia r desde el centro de la gota NLC giratoria. El área sombreada muestra el rango de la velocidad estimada usando la ecuación. (6). ( c ) Campo de velocidad inducido u para dos gotas NLC giratorias con una potencia de láser de 36 mW. Las flechas representan vectores de velocidad local. (d) Velocidad de corte de la velocidad del flujo en la dirección y \(\frac{\partial {u}_{y}}{\partial x}\) evaluada a partir de (c).

Al cambiar la estructura interna de las gotas y considerar cada efecto, este estudio revela la contribución relativa de cada efecto a la rotación y la eficiencia de transferencia de energía, que no se mencionan en trabajos anteriores. En las gotas de NLC, los efectos de la placa de ondas y el proceso de dispersión de la luz contribuyen principalmente a la rotación. Cuando el diámetro es mayor que el tamaño crítico (aproximadamente 4,5 µm en este estudio), la estructura interna es bipolar y ópticamente anisotrópica. En este caso, la principal contribución es el efecto de placa de onda, y las gotas bipolares tienen la mayor eficiencia de transferencia de energía en las gotas preparadas. Por lo tanto, las gotitas bipolares son apropiadas para dispositivos optomecánicos. A medida que disminuye el diámetro de la gota de NLC, la anisotropía óptica de la estructura interna disminuye y la estructura interna se vuelve preradial, que es isotrópica en el plano de rotación. En este caso, el efecto de la placa de ondas se debilita y domina el proceso de dispersión. En ChLC aparecen gotas, transmisiones y reflejos de Bragg debido a la estructura helicoidal. Por lo tanto, el momento angular de la luz se transfiere a la gota de ChLC a través del efecto de placa de onda y la reflexión de Bragg. El par inducido por el efecto de la placa de ondas y la reflexión de Bragg explica el comportamiento rotacional influenciado por el ángulo de elipticidad, φ. La relación diámetro-paso, d/p, es crítica para su comportamiento de rotación. Para d/p < 1, la estructura interna es bipolar retorcida y actúa como guía de ondas. Por lo tanto, la transferencia de luz a la gota de ChLC fue mínima y la gota de ChLC no giró. Como aplicación de las gotas giratorias, se construyó un campo de microflujo controlable utilizando HOT. El campo de flujo inducido por la gota de NLC única giratoria es consistente con la predicción teórica. En el sistema con dos gotas de NLC, se indujo un campo de cizallamiento en el espacio entre las gotas. Se puede diseñar un campo de flujo más complejo utilizando HOT. Esta técnica abre una nueva vía para la micromanipulación de materia blanda y el análisis de sus propiedades mesoscópicas.

En nuestro sistema óptico, el frente de onda del rayo láser (YLM-10-CP, IPG Photonics, longitud de onda de 1064 nm) se modificó usando un modulador de luz espacial (SLM, X10468-03, Hamamatsu) para controlar el patrón de intensidad espacial en el plano focal. El haz reflejado del SLM se transmitió a través de una placa de media onda y una placa de un cuarto de onda para controlar el ángulo de elipticidad, φ, y el ángulo de orientación, θ, de la elipse de polarización del haz de captura. Finalmente, la luz polarizada se enfocó utilizando una lente objetivo de 100 × (Plan Fluor, Nikon, NA1.4). En el punto focal, las gotas de LC quedaron atrapadas a más de 20 µm del fondo de la celda para evitar el efecto de pared (consulte la información complementaria) y se vieron obligadas a girar con la trampa. La potencia del láser utilizada en el plano focal fue de 7,5 mW, medida utilizando un medidor de potencia (PM16-405, Thorlabs) a menos que se indique lo contrario.

Utilizamos 5CB (TCI) y E7 (una mezcla de 51 % en peso de 5BC (TCI), 25 % en peso de 7CB (Sigma-Aldrich), 16 % en peso de 8OCB (TCI) y 8 % en peso de 5CT (TCI)) como NLC. E7 y 15 % en peso de RM257 (Sigma Aldrich), un monómero fotopolimerizable30, se mezclaron con tolueno para preparar partículas birrefringentes sólidas. Después de que se evaporara el tolueno, la mezcla (E7 y RM257) y el agua se agitaron para preparar las gotitas. La dispersión de la muestra se irradió con luz ultravioleta durante 30 min para solidificar las gotas mediante fotopolimerización. E7 y los dopantes quirales de mano derecha R-811 (Merck) se mezclaron en isopropanol como disolvente para preparar ChLC. Después de agitar en un agitador magnético durante 3 h, se evaporó el isopropanol para preparar la ChLC. Una mezcla de agua ultrapura (18,2 MΩ·cm) y la ChLC preparada se agitó vigorosamente para formar gotas de ChLC de 1 a 20 μm de diámetro. Las gotitas dispersas en agua se sellaron en una celda de vidrio de aproximadamente 85 μm de espesor.

Las imágenes de las gotas de LC atrapadas se capturaron con una cámara complementaria de semiconductores de óxido de metal (CMOS) (Orca-Flash 4.0, Hamamatsu, 2048 × 2048 pix2) conectada a un microscopio óptico invertido (Eclipse Ti, Nikon). El tiempo de exposición de la cámara CMOS varió según el tamaño de la gota, es decir, 2 ms para gotas diminutas (d < 3 µm) y 20 ms para gotas grandes (d > 3 µm). Debido a que el polarizador y el analizador eran removibles, la imagen podía cambiarse entre campo brillante y polarización. El movimiento de rotación podría monitorearse a partir del cambio temporal en la intensidad de la imagen, debido a la birrefringencia de las gotas de LC13. Los datos de evolución temporal de la suma de la intensidad de la imagen a lo largo de una línea horizontal a través del centro de la gota se transformaron por Fourier para determinar la frecuencia de rotación de la gota ν. El pico de frecuencia más bajo correspondía a la modulación 2ν o 4ν de la frecuencia de rotación, dependiendo de la estructura interna. Vimos los videos para confirmar si el pico de baja frecuencia era 2ν o 4ν y finalmente determinamos ν.

Se usaron partículas de sílice (sicastar-greenF, Micromod) de 1% en volumen como partículas trazadoras para visualizar el campo de flujo. Debido a que las partículas de sílice se asentaron en el agua, se colocó un NLC giratorio en el fondo de la celda. Grabamos un video a 200 cuadros por segundo en condiciones de campo claro. El video se analizó usando PIVlab31 para calcular el campo de flujo.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

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Descargar referencias

Este trabajo fue apoyado por JSPS KAKENHI Grant (Nos. 17H02944 y 20H01873) y Áreas innovadoras "Fluctuación y estructura" (Subvención No. 25103011) de MEXT, Japón. KS agradece a Q-pit, JST SPRING (Grant No. JPMJSP2136) y Grant-in-Aid for JSPS Fellows (Grant No. 22J10770). YK agradece a Y. Tamura por su asistencia en la etapa conceptual de este proyecto. Los autores agradecen a Editage (www.editage.com) por la edición en inglés.

Departamento de Física, Facultad de Ciencias, Universidad de Kyushu, Fukuoka, 819-0395, Japón

Keita Saito y Yasuyuki Kimura

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KS y YK diseñaron este estudio, construyeron el sistema experimental, adquirieron, analizaron e interpretaron los datos y prepararon el borrador de este documento.

Correspondencia a Yasuyuki Kimura.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Saito, K., Kimura, Y. Rotador de gotas de cristal líquido accionado ópticamente. Informe científico 12, 16623 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-21146-y

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Recibido: 27 mayo 2022

Aceptado: 22 de septiembre de 2022

Publicado: 05 octubre 2022

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

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