L'effet de blocage de vitesse des particules sur une couche de graphène avec une onde de surface mobile

Introduction

Récemment, une série de phénomènes de transport et de diffusion rapides induits par les ondes de surface/phonons ont été détectés à l'échelle micro/nano. Dans un premier temps, les phénomènes thermophoriques le long d'un nanotube de carbone [1,2,3,4,5] ou d'un ruban de graphène [6,7,8,9,10] ont été largement étudiés. Les fluctuations thermiques sont confirmées pour permettre un écoulement continu de l'eau à travers un nanotube de carbone (CNT) en imposant un gradient thermique axial le long de sa surface [11,12,13]. Des simulations de dynamique moléculaire hors équilibre sont effectuées pour explorer la faisabilité d'utiliser un gradient thermique sur un grand substrat de graphène pour contrôler le mouvement d'un petit nanoflocon de graphène [6]. De plus, le transport thermique des gouttelettes d'eau sur les surfaces de graphène et de nitrure de bore hexagonal (h-BN) est étudié par des simulations de dynamique moléculaire [8, 9]. Ces phénomènes sont suggérés pour être en corrélation avec certains modes de phonons [14,15,16,17,18,19]. Par exemple, Schoen et al. a attribué le mouvement thermophorique à l'intérieur d'un nanotube de carbone au mode de respiration du tube [1, 20]. Panizon et al. [21] ont souligné que les ondes/phonons de flexion sur le graphène peuvent transmettre leur impulsion aux adsorbats et provoquer le transport. Semblable aux phénomènes thermophoriques, Angelos et al. ont montré que la propagation d'ondulations induites par la température sur le graphène peut conduire à une diffusion rapide des nanogouttelettes d'eau qui est de 2 à 3 ordres de grandeur plus rapide que l'autodiffusion des molécules d'eau dans l'eau liquide [22, 23].

En plus de la fluctuation thermique, des études confirment que la vibration peut également transporter des particules et des gouttelettes à l'intérieur et à l'extérieur d'un nanotube de carbone (CNT) [24,25,26,27]. Par exemple, les nanogouttelettes sont transportées le long du nanotube avec une vitesse proche de 30 nm/ns lorsque des ondes acoustiques transversales polarisées linéairement transmettent une quantité de mouvement linéaire à la nanogouttelette [24, 28]. Guo et al. ont démontré que les molécules d'eau à l'intérieur d'un cantilever vibrant sont entraînées par des forces centrifuges et peuvent subir un écoulement continu des extrémités fixes vers les extrémités libres du NTC par des simulations de dynamique moléculaire [26, 29]. Un nouveau transport unidirectionnel à l'échelle nanométrique de molécules d'eau à travers un nanotube de carbone à paroi unique (SWCNT) est conçu en utilisant une charge de vibration et un SWCNT composite avec une énergie de surface asymétrique [30]. Zhou et al. [31] ont étudié les inversions de courant dans une pompe à eau nanométrique basée sur un nanotube de carbone à paroi unique alimenté par des vibrations mécaniques et ont confirmé que le courant d'eau dépendait sensiblement de la fréquence des vibrations mécaniques. Chang et Guo [32] ont découvert l'onde domino dans les nanotubes de carbone qui peuvent projeter la molécule interne à une grande vitesse jusqu'à 1 km/s. Un processus domino réversible est également prouvé dans les nanotubes de carbone monoparoi [33].

Comme divers phénomènes de diffusion et de transport rapides induits par les fluctuations thermiques et les vibrations sont détectés à l'échelle nanométrique, il est confirmé que le mouvement ascendant et descendant à la surface peut améliorer la diffusion et le transport. Le lien entre l'onde et le mouvement des particules n'est toujours pas clair et ne peut pas être unifié. Une explication principale est que la quantité de mouvement de la surface peut être transportée vers des particules ou des gouttelettes à l'extérieur de la surface [22, 24]. Mais la relation entre l'amplitude, la fréquence et l'interaction entre la particule et la surface ne peut pas être comprise à partir de cette explication. De plus, Angelos et al. a souligné qu'une nette préférence pour un signe de courbure du graphène est nécessaire pour une diffusion rapide de l'adsorbat sur la surface du graphène [22], ce qui indique que le potentiel d'interaction induit par la morphologie de la surface ondulée est étroitement lié à la diffusion rapide. Ainsi, l'exploration de l'interaction entre la surface ondulée et la particule extérieure est d'une importance essentielle pour comprendre le mécanisme de transport rapide et de diffusion à l'échelle nanométrique.

Dans cet article, en étudiant les particules à l'extérieur de la surface ondulée du graphène sur la base de l'interaction vdW représentée par le potentiel de paire Lennard-Jones (L-J), une relation cohérente entre le mouvement ondulatoire et la vitesse des particules est démontrée par des simulations MD. Il est confirmé que la vitesse globale de la particule lâchée sur la surface ondulée reste la même que l'onde progressive avec certaines conditions préalables, à savoir l'effet de verrouillage de la vitesse. Ensuite, une théorie des flaques potentielles est construite sur la base du potentiel d'interaction entre la particule et la surface de l'onde exprimé en fonction des courbures [34,35,36]. Avec cette théorie, deux conditions préalables à l'effet de blocage de vitesse sont proposées, et la trajectoire et la vitesse prédites par la théorie des flaques d'eau potentielles concordent bien avec les résultats de la simulation MD. De plus, l'effet de la longueur d'onde et de l'amplitude ainsi que les paramètres d'interaction vdW sont analysés, ce qui montre un bon accord avec la régulation détectée pour les phénomènes de surf des gouttelettes à la surface du graphène [22]. Le mécanisme de l'effet de verrouillage de vitesse entraîné par les vagues révèle une nouvelle relation cohérente entre la vitesse des particules et la surface ondulée.

Méthodes

La simulation MD est implémentée dans le progiciel Large-scale Atomic/Molecular Massively Parallel Simulator (LAMMPS). La surface ondulée est supposée être une couche de graphène, qui a une densité de numéros atomiques de \(\rho =3,85 \times 10^{19} \,{\text{m}}^{ - 2}\). La feuille de graphène est initialement plate avec z = 0 Å et mesure 6344 Å de long le long de x direction, ce qui donne une taille de cellule unitaire de 6000 atomes. Le long de l'axe y la condition aux limites périodique est utilisée avec une longueur de période de 12,2 Å. Ici, une particule sphérique est considérée avec la masse de \(m =0.83 \times 10^{ - 25} \,{\text{kg}}\), afin de simplifier le modèle et de se concentrer sur l'effet géométrique de la surface ondulée. Au départ, la particule est placée à z = 7 Å et x = 200 Å. Il a une vitesse initiale de − 50 m/s en z -direction et environ 2000 m/s en x -direction. En définissant une heure de démarrage pour la vitesse initiale en z -direction, la position initiale peut être contrôlée pour la particule tombant sur la surface ondulée.

Le potentiel d'ordre de liaison empirique réactif (REBO) est adopté pour modéliser les atomes de graphène [37]. Pendant ce temps, le potentiel de Lennard-Jones est choisi pour modéliser l'interaction entre la particule \(P\) et chaque atome de carbone dans le graphène comme,

où \(\varepsilon =5,92 \times 10^{ - 21} \,{\text{J}}\) et \(\sigma =4 \times 10^{ - 10} \,{\text{m}} \). La hauteur d'équilibre entre la particule \(P\) et la surface courbe est prise comme \(h =4.2 \times 10^{ - 10} \,{\text{m}}\), décidée par la condition de la force normale comme zéro et les résultats de la simulation, qui sont détaillés dans le fichier supplémentaire 1 : 1.

La fonction d'onde progressive prend une forme sinusoïdale comme,

où l'amplitude est prise comme \(A =1 \times 10^{ - 9} \,{\text{m}}\) et la longueur d'onde est \(\lambda =21,75 \times 10^{ - 9} \, {\text{m}}\) sauf indication contraire. La fréquence angulaire est prise comme \(\omega ={{2\pi } \mathord{\left/ {\vphantom {{2\pi } {10^{ - 12} }}} \right. \kern-\nulldelimiterspace } {10^{ - 12} }}\) correspondant à une période de 10 ps ; ainsi, la vitesse des vagues est \(v_{{{\text{wave}}}} =2175\,{\text{m}}/{\text{s}} =\lambda \omega /2\pi\) . Pour déclencher l'onde progressive, les 10 Å gauche de graphène (c'est-à-dire y \(\in\) [− 10, 0] Å) est agité en z -direction avec l'amplitude et la fréquence mentionnées ci-dessus. De plus, les atomes de carbone avec x> 6010 Å est serré pour maintenir la feuille de graphène stable. En particulier, si une feuille de graphène plate doit être simulée, les atomes de graphène non fixés seront également attachés à leurs positions initiales le long de z -axe avec une constante de ressort faible de 0,0938 eV//Å2 (en plus de A est mis à 0).

Une température initiale de 5 K est attribuée aux atomes de carbone non fixés. Cette température est réglée pour éliminer les ondulations activées thermiquement causées par un couplage harmonique entre les modes de flexion et d'étirement du graphène et se concentrer sur l'effet de l'onde progressive causée par l'excitation mécanique [22]. La structure évolue ensuite en ensemble micro-canonique (NVE) avec un pas de temps de 1 fs. Nous avons suivi cette évolution et trouvé la température pratiquement inchangée pendant toute la simulation.

Résultats et discussion

La trajectoire des particules sur une surface de graphène ondulée ainsi que sur une surface de graphène plane est illustrée sur la figure 1. L'intervalle de temps est pris comme période de surface ondulée. On constate que la position relative de la particule ne change pas en référence aux crêtes ou aux creux des vagues, ce qui signifie que la particule est bloquée sur la surface ondulée avec sa vitesse égale à la vitesse de l'onde. À titre de comparaison, le mouvement global de la particule sur la surface plane est apparemment plus lent que celui sur une surface ondulée avec la même position initiale. La vitesse des particules diminue rapidement sur la surface plane en raison de la friction, alors que la friction ne semble pas fonctionner pour les particules sur une surface de graphène ondulée. D'autres cas de simulation MD avec différentes températures de simulation et paramètres de fonction d'onde sont présentés dans le fichier supplémentaire 1 :1. Les simulations de l'atome Xe et de la molécule C₆₀ se déplaçant sur une surface ondulée et plane sont effectués pour confirmer la généralisabilité de ce phénomène et montrés dans le fichier supplémentaire 1 : 2.

Les trajectoires des particules sur des surfaces de graphène ondulées et plates

Pour comprendre le mécanisme de l'effet de blocage de vitesse à l'échelle nanométrique, un modèle est construit en considérant l'interaction entre la surface ondulée S et une particule externe P , qui est montré dans la Fig. 2a, b. En supposant que la longueur d'onde et l'amplitude de la surface ondulée sont \(\lambda\) et A , respectivement, la hauteur la plus proche entre P et S est h , la densité numérique de S est \({\rho }_{s}\). Dans la simulation MD, l'interaction entre la particule P et la surface ondulée est considérée comme une interaction vdW, qui est représentée par le potentiel L–J,

Configurations géométriques et distribution potentielle. un Le modèle 3D de la surface ondulée S et une particule externe P avec le point le plus proche P ₁ à la surface; b le modèle 2D de la surface ondulée S et particule P; c la comparaison entre les potentiels d'interaction de la surface ondulée S et une particule externe P par l'éq. (1) et simulation MD ; d la distribution potentielle relative dans PXY coordonner

Ensuite, l'interaction entre P et S est prouvé être écrit en fonction de la courbure moyenne et de la courbure de Gauss basée sur le potentiel de paire L–J [34,35,36],

Ici, le point \(P_{1}\) est le point le plus proche sur la surface S à la particule P , et H et \(K\) sont la courbure moyenne et la courbure de Gauss au point \(P_{1}\) (Fig. 2a) [20], respectivement. Grâce à ce potentiel basé sur la courbure [Eq. (3)] ​​a été utilisé pour expliquer de nombreux phénomènes anormaux aux échelles micro/nano [38, 39], la fiabilité de l'Eq. (3) dans ce cas est validé par comparaison avec le potentiel de surface dans la simulation MD pour les paramètres donnés ci-dessus et affichés sur la figure 2c.

Avant d'analyser l'influence de la surface ondulée sur la particule P , le frottement doit être étudié et pris en compte. Le frottement entre les particules et la surface de l'onde peut être très compliqué à l'échelle nanométrique [39,40,41,42,43]. Une estimation primitive du frottement est effectuée en simulant le mouvement d'une particule sur une couche plate de graphène par MD comme détaillé dans le fichier supplémentaire 1 :3. Pour plus de commodité, ici une surface plate au lieu d'une surface ondulée est prise. Cette approximation est estimée dans le fichier supplémentaire 1:3 combiné avec un autre mécanisme potentiel de flaque d'eau. Avec les paramètres donnés ci-dessus, le frottement est estimé comme \(f =- 5.2 \times 10^{ - 13} \,{\text{N}}\).

Ensuite, le potentiel relatif entre la surface S et particule P est étudiée en considérant le frottement. Premièrement, une coordonnée relative du cadre d'onde \(PXY\) est construite comme indiqué en rouge sur la figure 2b, qui se déplace à la vitesse de l'onde et reste ainsi stationnaire par rapport à l'onde progressive. Ainsi, l'onde progressive est « figée » dans \(PXY\). Étant donné que la particule continue de se déplacer vers la droite en référence au graphène, la friction agissant sur elle sera constamment vers la gauche le long de la surface. En conséquence, le potentiel relatif du cadre d'onde sera le potentiel basé sur la courbure moins le travail effectué par friction,

Substitution du potentiel basé sur la courbure U _n et le frottement dans l'équation. (4), le potentiel relatif de la trame d'onde peut être évalué et est représenté sur la figure 2d.

Puisque la coordonnée wave-frame PXY se déplace avec l'onde progressive, l'emplacement initial de la particule P dans le potentiel détermine la trajectoire de la particule. En supposant que la vitesse initiale de la particule P est \(v_{0}\) et la vitesse de l'onde est \(v_{{{\text{wave}}}}\), deux conditions préalables peuvent être proposées sur la base de la Fig. 2d :la position initiale de la particule \( P\) se localise en flaque potentielle de la zone rouge \(\lambda_{1}\); l'énergie cinétique initiale du cadre d'onde satisfait \(\frac{1}{2}m\left( {v_{0} - v_{{{\text{wave}}}} } \right)^{2} \le \Delta U\). Ensuite, la particule ne pourra pas sauter hors de la flaque d'eau mais sera plutôt piégée et oscillera à l'intérieur de la flaque d'eau. Dans la perspective d'une coordonnée absolue, la particule \(P\) oscillera dans la flaque potentielle mais continuera à se déplacer avec la propagation de l'onde par la vitesse verrouillée autour de la vitesse de l'onde, d'où l'effet de verrouillage de vitesse. Sinon, si l'emplacement initial de la particule \(P\) tombe dans la zone bleue \(\lambda_{2}\) ou l'énergie cinétique initiale relative \(\frac{1}{2}m\left( {v_{ 0} - v_{{{\text{wave}}}} } \right)^{2}> \Delta U\), la particule \(P\) ne restera pas à l'intérieur d'une seule flaque mais saute vers la gauche pour abaisser les flaques le long de la surface potentielle de la trame d'onde. Dans la perspective d'une coordonnée absolue, la particule sera à la traîne de l'onde qui se propage jusqu'à ce qu'un autre équilibre de forces soit atteint. Une possibilité d'un tel équilibre est que la particule cesse de se déplacer sur le graphène, ce qui fait disparaître le frottement. Fait intéressant, dans allumé [21]. Panizon et al. révèlent que lorsqu'il y a une différence de vitesse, l'onde progressive sera diffusée par la particule et offrira une force de propulsion, suggérant que la vitesse finale de la particule sera supérieure à zéro.

Pour formuler et mieux illustrer notre théorie, l'équation du mouvement de la particule P est en outre établie par les lois du mouvement de Newton. Les forces motrices exercées sur la particule P comprennent deux parties, la force normale \(F_{{\text{n}}}\) et la force tangentielle \(F_{{\text{t}}}\), à savoir (Fig. 2b),

Pour le potentiel L–J, des interactions attractives et répulsives existent entre les atomes, la particule externe \(P\) restera à une hauteur h où la force normale \(F_{{\text{n}}}\) est nulle, le calcul de détermination de la hauteur h est mis dans le Fichier Additionnel 1 :2. Alors, l'équation du mouvement de la particule \(P\) dans la direction \(x\) est,

Ici, \(F_{x}\) est la composante de la force tangentielle \(F_{{\text{t}}}\) dans la direction \(x\) (Fig. 2b). Calculer l'équation. (6) donne la trajectoire des particules. Pour la surface d'onde sinusoïdale, la courbure de Gauss est nulle et la courbure moyenne est égale à la courbure de la courbe dans la surface \(Ozx\), c'est-à-dire \(K =0\) et \(H =\kappa\) [52], en remplaçant Éq. (5) en (6), la trajectoire mobile de la particule P peut être résolu numériquement.

Les exemples de verrouillage et de déverrouillage sont présentés sur la figure 3. Pour l'emplacement initial (figure 3a) correspondant à la région de verrouillage \(\lambda_{1}\) sur la figure 2d, les trajectoires des résultats de simulation théorique et MD sont comparées dans la figure 3b. Il montre que la particule cesse de se déplacer sur la surface plane du graphène en très peu de temps en raison de la friction, tandis que la particule continue de se déplacer vers la droite sur la surface de l'onde. Et la trajectoire théorique se rapproche des résultats de la simulation MD. Cette tendance est encore confirmée sur la figure 3c pour la vitesse des particules représentée par dix fois le temps de simulation. Étant donné que la particule tombe dans la zone de verrouillage et que la vitesse initiale est égale à la vitesse de l'onde, elle oscillera dans la flaque potentielle et sa vitesse globale sera égale à la vitesse de l'onde, ce qui est conforme à notre spéculation. Pour la particule dont l'emplacement initial (Fig. 3d) tombe dans la région de déverrouillage \(\lambda_{2}\) de la Fig. 2d, la trajectoire de la particule sur la surface de l'onde tend vers une constante (Fig. 3e) et est confirmée par la distribution de la vitesse. Il est intéressant de noter que l'onde progressive peut améliorer le mouvement de la particule même lorsqu'elle tombe sur la région de déverrouillage de la vitesse par rapport au mouvement de la particule sur une surface plane de graphène. La figure 3f montre que la vitesse va diminuer jusqu'à zéro pendant un temps plus long que le temps de simulation. D'autres exemples sont illustrés dans le fichier supplémentaire 1 : 3.

Exemples de verrouillage et de déverrouillage. un Une vue schématique montrant comment la particule atterrit sur la région de verrouillage de vitesse \(\lambda_{1}\) de la surface ondulée de graphène où la vitesse initiale de la particule est \(v_{0} =2175\,{{\text{m} } \mathord{\left/ {\vphantom {{\text{m}} {\text{s}}}} \right.\kern-\nulldelimiterspace} {\text{s}}}\); b une vue schématique montrant comment la particule atterrit sur la région de déverrouillage de vitesse \(\lambda_{2}\) de la surface ondulée de graphène ; c les trajectoires des particules à la fois par simulation MD et par théorie, la trajectoire d'une particule sur du graphène plat est également tracée à des fins de comparaison ; d l'évolution temporelle de la vitesse des particules par Eq. (6) ; e les trajectoires des particules à la fois par la simulation MD et la théorie ; f l'évolution temporelle de la vitesse des particules par Eq. (6)

Selon le mécanisme de flaque potentiel, l'effet de blocage de vitesse de la particule est dominé par la surface d'onde potentielle. L'effet des paramètres peut être discuté sur la base de la théorie des flaques d'eau potentielles. Evidemment, ceux-ci incluent la longueur d'onde \(\lambda\), l'amplitude A , la fréquence \(\omega\) et les paramètres de potentiel L–J. Il est à noter que le frottement est supposé rester le même en ce qui concerne les différents paramètres dans l'analyse suivante. Les distributions potentielles pour différentes longueurs d'onde A , l'amplitude \(\lambda\) et le paramètre de potentiel L–J \(\varepsilon\) sont illustrés sur la figure 4, respectivement. La figure 4a révèle que la profondeur potentielle de la flaque diminue avec une augmentation de \(\lambda\), et il n'y aura pas de plage de verrouillage de vitesse lorsque la longueur d'onde dépasse une valeur critique. De plus, étant donné qu'une fréquence inférieure \(\omega\) se rapporte à une plus grande \(\lambda\), la plage de verrouillage de vitesse diminue avec une augmentation de \(\omega\). La figure 4b montre que la profondeur potentielle de la flaque augmente avec une augmentation de A , et l'effet de blocage de vitesse disparaît lorsque l'amplitude est trop faible. Il est à noter que le rapport A /\(\lambda\) ne doit pas être trop grand pour éviter des dommages. Habituellement, \(\lambda\) et A augmente lorsque l'échelle de l'onde ou des particules augmente. Pour étudier l'effet d'échelle, on garde le rapport \(\lambda\)/A corrigé et examiner l'influence de la variation \(\lambda\) ou A . La figure 4c montre que la profondeur potentielle de la flaque diminue rapidement avec l'augmentation de \(\lambda\) ou de A . Cela indique que la force motrice basée sur la courbure diminue rapidement avec une échelle croissante, de sorte que l'effet de verrouillage de vitesse pour les particules disparaîtra à la surface avec une onde à grande échelle. Pour le paramètre de potentiel L–J \(\varepsilon\), il est confirmé que la région de verrouillage de vitesse sera plus large lorsque le potentiel d'interaction de paire est fort et que l'effet de verrouillage de vitesse disparaîtra lorsque le potentiel d'interaction de paire est faible (Fig. 4d).

L'effet des paramètres sur le pubble potentiel :a l'effet de la longueur d'onde; b l'effet de l'amplitude des vagues; c l'effet du rapport de la longueur d'onde et de l'amplitude ; d l'effet du paramètre potentiel L–J

Il est à noter que les paramètres de rigidité et de potentiel L–J sont différents pour d'autres nanomatériaux 2D, ce qui conduit à des fréquences et des vitesses d'onde différentes [44]. Selon l'analyse des paramètres, la flaque potentielle apparaîtra en choisissant la longueur d'onde et l'amplitude appropriées pour la surface ondulée. Comme la flaque d'eau potentielle est la condition préalable au déplacement des particules avec une surface ondulée, cet effet de blocage de la vitesse s'établira également pour de nombreuses couches de nanomatériaux 2D sous l'interaction à courte portée.

Bien que le mouvement d'une particule soit discuté dans cet article, il est toujours dans le cadre de l'environnement thermique. La flaque potentielle est la condition essentielle du mouvement de couplage entre la particule et la surface. Pour plusieurs particules, si elles se localisent toutes dans la région potentielle de flaque d'eau et satisfont aux conditions préalables, elles seront piégées et se déplaceront avec la surface ondulée. Selon l'effet des paramètres, le mouvement des particules peut être contrôlable en ajustant la longueur d'onde et l'amplitude. Comme la région de verrouillage de vitesse sera plus grande pour les ondes de surface avec une longueur d'onde plus petite, une amplitude plus grande et une fréquence plus élevée, la diffusion rapide sur la surface ondulée sera également améliorée. L'analyse paramétrique est également conforme à la régulation de diffusion rapide détectée dans de nombreuses autres littératures. Par exemple, Angelos et al. ont souligné que le coefficient de diffusion augmente avec l'amplitude d'ondulation de la surface du graphène [22]. Ils ont confirmé que l'amplitude des ondulations augmente, révélant une préférence accrue des gouttelettes pour les vallées, ce qui peut être expliqué par la figure 4b. Lorsque l'amplitude augmente suffisamment, la région de verrouillage de vitesse couvrirait probablement toute la longueur d'onde et améliorerait la diffusion. De plus, ils ont souligné que le potentiel de la vallée est toujours inférieur au potentiel de la crête [22] (Fig. 4), ce qui correspond au potentiel plus faible de la région de la crête illustrée à la Fig. 4. Cao et al. a étudié le flux de fluide à l'intérieur du nanocanal en présence d'ondes de surface progressives et a confirmé que la vitesse augmente avec l'augmentation de l'amplitude et de la fréquence [45], ce qui est également conforme à l'analyse paramétrique.

La simulation MD ne peut refléter la propriété que dans un temps très court, une application plus potentielle de cet effet de verrouillage de vitesse peut être déduite du mécanisme potentiel de flaque d'eau. Par exemple, en ajustant l'amplitude et la fréquence, il est possible de réaliser presque une région de verrouillage ou de déverrouillage, ce qui peut pousser les particules à se déplacer ou à s'arrêter. Il est à noter que le mouvement ondulé de la surface dans la direction verticale peut être transformé en mouvement de la particule dans la direction transversale, qui est similaire à une sorte de mouvement à cliquet et peut être utilisé dans un système nano-électro-mécanique. De plus, comme l'interaction entre la particule et la surface affectera le mouvement, la trajectoire améliorée par la surface ondulée sera différente pour les particules avec des potentiels de paire différents, ce qui peut entraîner une séparation des phrases.

Conclusions

En conclusion, nous démontrons une relation distinctive entre les particules et la couche de graphène avec l'onde de surface en déplacement, c'est-à-dire le phénomène de verrouillage de vitesse. Par simulation MD, il a confirmé que la vitesse des particules peut être maintenue autour de la vitesse des ondes dans certaines conditions. Un modèle théorique est construit pour élucider le mécanisme, où la flaque de surface potentielle domine l'effet de verrouillage. Les conditions de verrouillage sont proposées sur la base de ce modèle, c'est-à-dire que la position initiale de la particule se localise dans la flaque potentielle et que l'énergie cinétique initiale ne peut pas conduire la particule à sauter hors de la flaque potentielle. La trajectoire des particules prédite par les prédictions théoriques concorde bien avec les résultats des simulations MD. L'effet de la longueur d'onde et de l'amplitude ainsi que du paramètre de potentiel L–J est discuté. Le travail offre également une nouvelle perspective pour comprendre la diffusion et le transport rapides sur une surface ondulée et les applications potentielles pour les séparations de phrases.

Disponibilité des données et des matériaux

Toutes les données générées ou analysées au cours de cette étude sont incluses dans cet article publié [et ses fichiers supplémentaires].

Abréviations

MD :

Dynamique moléculaire

vdW :

Van der Waals

CNT :

Nanotube de carbone

h-BN :

Nitrure de bore hexagonal

SWCNT :

Nanotube de carbone monoparoi

L–J :

Lennard–Jones

LAMMPS :

Simulateur massivement parallèle atomique/moléculaire à grande échelle

REBO :

Ordre de liaison empirique réactif

NVE :

Ensemble micro-canonique