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Jan 17, 2024

Rotateur de gouttelettes de cristaux liquides à commande optique

Rapports scientifiques volume 12,

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 16623 (2022) Citer cet article

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Dans cette étude, la rotation des gouttelettes de cristaux liquides induite par la lumière laser à polarisation elliptique a été étudiée à l'aide de pinces optiques. Le mécanisme de rotation a été analysé sur la base de la disposition des molécules de cristaux liquides dans les gouttelettes. Le changement du comportement de rotation des gouttelettes de cristaux liquides nématiques (NLC) a été évalué en faisant varier la taille des gouttelettes. Les résultats expérimentaux ont été analysés sur la base de l'effet de plaque d'onde et du processus de diffusion de la lumière. Le comportement de rotation des gouttelettes de cristaux liquides cholestériques a été examiné en faisant varier la taille des gouttelettes et le pas hélicoïdal, qui était contrôlé par la concentration de dopant chiral. Les résultats sont discutés en termes de réflexion sélective du faisceau incident par la structure hélicoïdale. La dépendance de la fréquence de rotation sur l'ellipticité du faisceau incident a également été étudiée. La principale contribution à la rotation passe progressivement de la transmission lumineuse à la réflexion avec l'augmentation de la chiralité de la gouttelette. Un système de rotateur NLC a été construit à l'aide de pinces optiques holographiques. Un tel rotateur à commande optique est un dispositif micro-optomécanique typique. Des champs d'écoulement complexes, comprenant de multiples vortex et des champs de cisaillement localisés, ont été réalisés à l'échelle du micron.

La manipulation des matériaux à l'échelle microscopique est cruciale pour évaluer les propriétés microscopiques des matériaux mous et des biomatériaux1,2. Les pincettes optiques sont des outils indispensables pour contrôler avec précision les micro-objets, tels que les colloïdes, les micro-organismes et les cellules3. Les moments linéaire et angulaire de la lumière entraînent respectivement leurs mouvements de translation et de rotation. Par exemple, les colloïdes peuvent être disposés selon des schémas complexes et entraînés dynamiquement de manière complexe4. L'orientation des objets biréfringents peut également être contrôlée à l'aide de la lumière polarisée5. En particulier, l'irradiation d'un objet biréfringent avec une lumière polarisée circulairement induit une rotation continue (mouvement de rotation)5.

Les gouttelettes de cristaux liquides (LC) sont des matériaux biréfringents typiques qui peuvent être mis en rotation par une lumière polarisée circulairement6,7,8. Leur structure interne dépend des conditions aux limites des molécules à la surface des gouttelettes9,10. Pour un ancrage tangentiel à la surface d'une gouttelette nématique LC (NLC), les molécules LC sont alignées parallèlement à la surface de la gouttelette et deux défauts ponctuels existent aux pôles de la gouttelette; c'est ce qu'on appelle la structure bipolaire10. Pour l'ancrage homéotrope, les molécules NLC sont disposées radicalement et un défaut en un seul point existe en son centre; c'est ce qu'on appelle la structure radiale10. En plus des structures bipolaires et radiales, plusieurs autres structures existent, selon la force et le type d'ancrage10. Une gouttelette de LC cholestérique (ChLC) peut être formée en agitant le mélange d'un NLC et d'un dopant chiral10,11. Les gouttelettes de ChLC ont un arrangement moléculaire hélicoïdal. Le rapport du diamètre de la goutte d au pas hélicoïdal p est un paramètre critique qui détermine la structure interne de la goutte11.

Plusieurs mécanismes de rotation des gouttelettes LC ont été étudiés, et leurs principales contributions dépendent de leur structure interne12,13,14,15,16,17,18. Par exemple, dans une structure bipolaire, l'effet de plaque d'onde et le processus de diffusion de la lumière sont dominants13,14,15, et la fréquence de rotation atteint jusqu'à 103 Hz6. Cependant, la goutte ne tourne pas sous une lumière faible dans une structure radiale et n'induit pas de modification de la structure interne7. Dans les particules solides chirales composées de ChLC durcies optiquement, la réflexion de Bragg induite par l'arrangement hélicoïdal des molécules LC est le principal contributeur à la rotation par piège gaussien16,17 et non gaussien18. Étant donné que la réflexion de Bragg ne se produit que lorsque la direction de la lumière polarisée circulairement est la même que la chiralité de la particule, la particule chirale ne tourne que dans la même direction que la chiralité16. Dans des conditions spécifiques (forte irradiation lumineuse qui réorganise l'alignement moléculaire d'une goutte de ChLC avec \(d/p\) = 0,5 ou 1), la lumière polarisée linéairement induit une rotation des gouttes19.

La gouttelette LC est utile pour les dispositifs opto-microfluidiques car la vitesse de rotation peut être contrôlée sans contact et la taille de la gouttelette peut être facilement contrôlée. L'augmentation de l'efficacité du transfert d'énergie de la gouttelette LC est importante pour appliquer la gouttelette LC aux dispositifs opto-microfluidiques. Il est nécessaire d'établir la relation entre les interactions optiques des gouttelettes LC et leurs structures internes pour clarifier le mécanisme de rotation en détail. Cette clarification facilitera la conception de dispositifs à haute efficacité de transfert d'énergie. De plus, les microparticules en rotation induisent un champ d'écoulement local autour d'elles, générant des champs d'écoulement complexes à l'échelle microscopique. Cette technique motivera d'autres investigations sur les phénomènes complexes causés par l'écoulement vortex local et la contrainte de cisaillement dans la matière molle20.

Dans cette étude, nous avons étudié le transfert de couple optique aux gouttelettes NLC et ChLC avec des changements dans la structure interne pour comprendre quelle structure interne fait tourner la gouttelette LC plus efficacement. Les effets de la taille des gouttelettes et de la chiralité sur le couple appliqué ont été mesurés et les résultats expérimentaux ont été analysés en fonction de la structure interne des gouttelettes21,22. Du point de vue de l'application, un système de gouttelettes NLC rotatives contrôlables a été construit à l'aide d'une pince optique holographique (HOT)23.

Lorsqu'une gouttelette présente une rotation stationnaire avec une fréquence ν, le couple optique Γ reçu du faisceau laser est équilibré par le couple visqueux de la solution comme (voir Informations supplémentaires)24

où η est la viscosité de l'eau et d est le diamètre de la gouttelette. La relation entre Γ estimé à l'aide de l'équation (1) et la puissance du laser est représentée sur la figure 1a. Γ a augmenté linéairement avec l'augmentation de la puissance laser de 1,9 à 9,4 mW.

Rotation continue induite optiquement de la gouttelette NLC (E7). (a) Variation du couple optique Γ appliqué à la gouttelette avec la puissance laser. Les lignes pleines sont celles qui correspondent le mieux aux données. (b) Variation du couple optique Γ avec le diamètre d des gouttelettes. La ligne pointillée est la courbe la mieux ajustée de l'équation. (3). Les lignes vertes et bleues sont les courbes les mieux ajustées de l'équation. (4) pour d < 4,5 µm et d > 4,5 µm, respectivement. ( c ) Images microscopiques polarisantes de gouttelettes de NLC sous des polariseurs à nicols croisés et les schémas de l'alignement moléculaire. L'alignement moléculaire dans une gouttelette plus petite est préradial, et celui dans une gouttelette plus grosse est bipolaire. Les flèches indiquent les sens de rotation.

Le couple optique Γ dépend également de l'angle d'ellipticité, φ, du faisceau laser. Le faisceau polarisé linéairement correspond à φ = 0, et le faisceau polarisé circulairement correspond à φ = π/4. Lorsque la polarisation du faisceau de piégeage s'est approchée de la polarisation circulaire au-dessus d'une certaine valeur critique |φc|, la gouttelette NLC a commencé à tourner et ν a augmenté avec l'augmentation de |φ|5,7. Ce comportement s'explique par l'effet de plaque d'onde5,7. Le couple optique Γ à φ est exprimé par

où P est la puissance du laser, ω est la fréquence du faisceau de piégeage, ∆ est le retard exprimé par ∆ = 2π∆nd/λ (∆n est la biréfringence et λ est la longueur d'onde du faisceau de piégeage), et θ est l'angle entre le grand axe de l'ellipse de polarisation et l'axe optique de l'objet. Le premier terme du membre de droite de l'Eq. (2) représente la contribution du moment cinétique de spin, qui fait tourner l'objet dans le même sens que la rotation pour la polarisation elliptique. Le second terme représente l'effet d'alignement selon le grand axe de la polarisation elliptique, sauf si le faisceau incident est polarisé circulairement.

La dépendance de Γ sur le diamètre d des gouttelettes de NLC est complexe, comme le montre la figure 1b. Nous analysons la dépendance de taille en la divisant en deux régions. Pour d < 4 µm, Γ augmente de manière monotone avec d. Pour d > 4 µm, Γ a présenté un comportement oscillatoire. Il existe quatre origines proposées pour le couple optique14 : l'effet de plaque d'onde, le processus de diffusion de la lumière, l'absorption des photons et la transition de Fréederickz induite par la lumière. Seul le couple optique généré par les effets de la plaque d'onde a montré une dépendance oscillatoire à la taille des gouttelettes, et sa magnitude dépendait du retard, Δ = 2π∆nd/λ, de la gouttelette7,14. Les comportements oscillatoires dans différents NLC, 5CB et E7 mis à l'échelle avec ∆nd (voir Informations supplémentaires). Cette tendance soutient également le concept selon lequel l'effet de plaque d'onde contribue de manière significative au couple optique pour les grosses gouttelettes.

L'effet de plaque d'onde dans une particule biréfringente sphérique a été évalué pour déterminer quantitativement la variation de Γ avec d. Pour la rotation en régime permanent, le couple optique moyen Γave généré par l'effet de lame d'onde est obtenu en calculant la moyenne azimutale de l'Eq. (2) dans \(0\le \theta \le 2\pi\)5 comme \({\it{\Gamma }}_{{\rm ave}}=\frac{P}{\omega }\left (1-\mathrm{cos\;\Delta }\right)\mathrm{sin}\;2\varphi\). Lorsque ∆n est indépendant de d, Γave ne dépend que de d. Par conséquent, nous avons décomposé la zone irradiée en cylindres creux et estimé le couple total ΓWP pour la lumière polarisée circulairement (φ = π/4) en additionnant leurs contributions respectives (voir Informations supplémentaires) comme

où \({\mathcalligra{p}}\) est la densité de puissance du laser, θ1 est l'angle d'azimut indiquant le diamètre du faisceau (taille du faisceau = dsinθ1) et t1 = Δcosθ1. Le diamètre du faisceau est d'environ 1,22λ/NA, où NA est l'ouverture numérique. La droite la mieux ajustée de l'Eq. (3) avec ∆n = 0,19225 et le paramètre d'ajustement \({\mathcalligra{p}}\) pour les données expérimentales est représenté par une ligne pointillée sur la figure 1b. La ligne capture le comportement oscillatoire des grosses gouttelettes, mais un écart clair existe avec les données expérimentales pour les petites gouttelettes. Cette différence s'est produite en partie parce que seul l'effet de la lame d'onde a été pris en compte. Des études antérieures ont suggéré que les effets de la plaque d'onde et le processus de diffusion de la lumière contribuent principalement à la rotation des gouttelettes de NLC14. Cependant, la contribution relative de deux effets n'a pas été mentionnée quantitativement. Étant donné que le couple optique dépend de manière significative de la structure interne de la gouttelette, un alignement moléculaire a été observé dans les gouttelettes LC. La structure interne a changé à environ d = 4 µm. Dans les gouttelettes plus grosses (d> 4, 5 µm), la structure interne était bipolaire (Fig. 1c, à gauche) et Γ oscillait dans cette région. Cependant, pour d < 4,5 µm, la structure interne est devenue une structure préradiale (Fig. 1c, à droite) et Γ était proportionnel à d3. De tels changements dans la structure interne ont également été rapportés dans une étude précédente21. La taille critique entre les structures préradiales et bipolaires a coïncidé avec la taille à laquelle la dépendance de Γ sur d a changé dans notre expérience. La dépendance de la puissance sur la figure 1a est linéaire pour les gouttelettes bipolaires et préradiales. Pour une gouttelette radiale, la dépendance non linéaire en puissance a été rapportée7. La dépendance linéaire indique que la déformation optique locale n'est pas induite dans une gouttelette préradiale à faible puissance que nous avons utilisée.

Le couple optique Γall reflétant les couples générés par l'effet de lame d'onde ΓWP et le processus de diffusion de la lumière ΓLS est exprimé par

où a est le rapport de ΓWP à Γall (0 ≤ a ≤ 1). ΓLS est exprimé comme12,14 \({{\it \Gamma }}_{\rm{LS}}=\frac{\alpha \mathcalligra{p}n}{c}V\), où V est le volume de gouttelettes , n est l'indice de réfraction moyen, c est la vitesse de la lumière dans le vide et α est l'angle entre le vecteur de Poynting de la lumière et le vecteur d'onde, dérivé de ∆n et n (voir Informations supplémentaires)12,14. Les données expérimentales sont ajustées séparément avec Eq. (4) à d < 4,5 µm et d > 4,5 µm, où \({\mathcalligra{p}}\) et a sont les paramètres d'ajustement. Les lignes vertes et bleues de la Fig. 1b représentent les courbes les mieux ajustées de l'Eq. (4) aux données pour d < 4,5 µm et d > 4,5 µm, respectivement. Pour d > 4,5 µm, la valeur optimale de a était de 0,997 et l'effet de plaque d'onde était dominant. Cette découverte est cohérente avec le fait que la structure bipolaire interne est anisotrope et que l'effet de plaque d'onde est le contributeur dominant. Pour d < 4,5 µm, a était de 0,24 et le processus de diffusion de la lumière était dominant. Dans le plan de rotation, la structure préradiale était plus isotrope que la structure bipolaire. Par conséquent, la contribution de l'effet de plaque d'onde était moins importante que celle du processus de diffusion de la lumière. Le rendement énergétique, défini comme le rapport de la puissance estimée par le montage à celle mesurée par le wattmètre au plan focal, était six fois plus élevé pour les gouttes bipolaires que pour les gouttes préradiales (9 % et 1,5 % pour les gouttes bipolaires et préradiales, respectivement). Il a été confirmé que la gouttelette NLC avec une structure bipolaire convertit l'énergie optique en énergie mécanique plus efficacement que celle avec une structure préradiale. En considérant l'effet de plaque d'onde et celui de diffusion basé sur le modèle biréfringent, la contribution de deux effets et l'efficacité énergétique ont été discutées quantitativement.

Sur la base de la discussion ci-dessus, la structure interne de la gouttelette LC est cruciale pour son mécanisme de rotation. Nous avons introduit une modulation hélicoïdale dans l'arrangement des molécules LC dans les gouttelettes NLC en ajoutant un dopant chiral. La quantité de dopant chiral détermine la chiralité optique des gouttelettes de ChLC.

Le changement de rotation des gouttelettes NLC et ChLC a été étudié en faisant varier l'angle d'ellipticité φ du faisceau incident. Deux gouttelettes avec différentes concentrations du dopant chiral R-811 (0,3 et 1,0 % en poids) ont été préparées. La figure 2a montre la variation de la fréquence de rotation ν avec φ. Pour une gouttelette NLC, la dépendance est presque symétrique par rapport à φ = 0, et le sens de rotation a été déterminé par celui du faisceau polarisé circulairement (Fig. 2a, en haut). En revanche, la dépendance à φ était asymétrique pour les gouttelettes de ChLC, et ν pour le faisceau avec une chiralité opposée à ChLC diminuait à mesure que la quantité de dopant chiral augmentait. Il a été rapporté que les particules solides chirales réfléchissaient sélectivement la lumière polarisée circulairement avec une chiralité similaire à celle d'une particule16,17. Dans la région de chiralité inférieure, comme dans nos gouttelettes de ChLC, la transmission et la réflexion du faisceau polarisé circulairement se sont produites simultanément. Lorsque le couple induit par réflexion et transmission, ν s'écrit17

où R est la réflectance de la lumière polarisée circulairement dans le même sens de rotation que la chiralité de la gouttelette de ChLC. Les résultats obtenus en utilisant l'Eq. (5) sont cohérents avec les données expérimentales, comme indiqué par les lignes pleines sur la figure 2a. La valeur la mieux ajustée de R a augmenté avec l'augmentation de la quantité de R-811 (R = 0 %, 4 % et 8 % pour 0 % en poids [NLC], 0,3 % en poids et 1,0 % en poids de R-811, respectivement) . Le dopant chiral induit une structure hélicoïdale, et la réflectance de la lumière polarisée circulairement à partir de la structure hélicoïdale dépend du degré de chiralité.

Rotation continue induite optiquement de la gouttelette de ChLC (E7 + R-811). ( a ) Variation de la fréquence de rotation ν avec l'angle d'ellipticité de la lumière polarisée φ avec une puissance laser de 10 mW pour les gouttelettes NLC et de 25 mW pour les gouttelettes ChLC. Les concentrations de R-811 sont de 0 % en poids (en haut), 0,3 % en poids (au milieu) et 1,0 % en poids (en bas). Les lignes rouges sont des courbes théoriques ajustées à l'aide de l'équation. (5). ( b ) Variation du couple appliqué Γ avec le diamètre d pour trois gouttelettes de ChLC avec une quantité différente de R-811 (supérieur : 4,6 % en poids, milieu : 0,7 % en poids et inférieur : 0,1 % en poids). La ligne verticale indique le pas p de ChLC. Une puissance laser de 17,5 mW a été utilisée. ( c ) Variation du couple optique mis à l'échelle Γ / Γ max avec le diamètre mis à l'échelle d / p. Les lignes pleines sont des guides oculaires. ( d ) Images microscopiques en champ clair et alignement moléculaire schématiquement illustré de gouttelettes de ChLC avec structure bipolaire torsadée et RSS. Pour d/p < 1, la structure interne est bipolaire torsadée ; pour d/p > 1, la structure interne est RSS.

La variation de Γ avec le diamètre d des gouttelettes de ChLC soumises à une lumière polarisée circulairement à droite est illustrée à la Fig. 2b. Trois gouttelettes de ChLC ont été préparées en utilisant des concentrations de R-811 de 0,1, 0,7 et 4,6 % en poids, respectivement. La structure interne des gouttelettes de ChLC dépend du rapport de d au pas de la structure hélicoïdale, p26. Sur la figure 2c, Γ est normalisé par sa valeur maximale Γmax et d est normalisé par p. La tendance globale à la dépendance était constante pour les trois ChLC. Pour d/p < 1, les gouttelettes de ChLC ne tournaient pas dans la plage de puissance laser utilisée. Dans ce cas, la structure interne de la goutte était bipolaire torsadée (Fig. 2d, à gauche) et agissait comme un guide d'ondes27. Par conséquent, la gouttelette n'a pas modifié la polarisation de la lumière incidente et aucun transfert de moment cinétique de la lumière à la gouttelette ne s'est produit. Pour d / p> 1, la structure interne est devenue une structure sphérique radiale (RSS) (Fig. 2d, à droite) et la goutte a tourné. Dans le RSS, la fonction du guide d'ondes a disparu et un transfert de moment cinétique s'est produit. Toutes les parcelles avaient un pic à peu près à la même position (d/p ~ 1,5). À cette position maximale, d se rapproche de la longueur d'onde de Bragg np de la gouttelette de ChLC, où n est l'indice de réfraction d'environ 1,503 pour E725.

Nous avons construit un dispositif à micro-échelle pour contrôler le champ d'écoulement local à l'aide de gouttelettes NLC rotatives. Dans notre système, la disposition spatiale des gouttelettes NLC peut être contrôlée par le HOT. La vitesse de rotation et le sens de rotation des gouttelettes peuvent être contrôlés par la puissance laser et la direction de polarisation circulaire, respectivement.

Le champ d'écoulement induit par la rotation des gouttelettes a été mesuré à l'aide de la vélocimétrie par image de microparticules28. Des particules de silice d'un diamètre de 1 µm ont été dispersées dans la solution en tant que sondes. Étant donné que la plupart des particules se sont déposées au fond de la cellule, une gouttelette NLC rotative a été placée près du fond. La figure 3a montre le champ d'écoulement autour d'une seule gouttelette rotative NLC (E7). La vitesse d'écoulement induite par une particule sphérique solide en rotation de diamètre d est exprimée par29

où r est le vecteur de distance depuis le centre de la particule, ν est le vecteur de fréquence angulaire de la particule et u est la vitesse d'écoulement azimutale à la position r. La composante azimutale de la vitesse moyenne d'écoulement obtenue expérimentalement et celle estimée à l'aide de l'Eq. (6) sont représentés par la zone ombrée de la figure 3b. Les valeurs mesurées sont cohérentes avec les valeurs théoriques, confirmant que la gouttelette NLC se comporte comme une particule solide. Plusieurs sites de piégeage optique peuvent être conçus à l'aide de HOT. Deux gouttelettes d'environ la même taille ont été piégées à l'aide de pincettes optiques et le champ d'écoulement autour d'elles a été mesuré (Fig. 3c). Comme le sens de rotation était le même, un flux circulant est apparu autour des deux particules et un champ de cisaillement a été induit dans l'espace entre les gouttelettes (Fig. 3d). L'intensité et la disposition spatiale du champ de cisaillement pourraient être contrôlées par la rotation des gouttelettes NLC avec le HOT. Cette technique permet la réalisation de champs de microflux complexes instantanés dans des dispositifs microfluidiques, ouvrant de nouvelles possibilités de recherche sur les propriétés mésoscopiques de la matière molle.

Champ d'écoulement induit par les rotateurs de gouttelettes NLC. ( a ) Champ de vitesse généré par la rotation d'une seule gouttelette NLC (E7) avec un rayon de 3, 6 ± 0, 3 µm. Les flèches représentent le vecteur vitesse local. La puissance laser utilisée était de 29 mW. ( b ) Variation de la composante azimutale du champ de vitesse induit \ ({\ varvec {u}} \) dans ( a ) avec la distance r du centre de la gouttelette NLC en rotation. La zone ombrée montre la plage de la vitesse estimée à l'aide de l'équation. (6). ( c ) Champ de vitesse induit u pour deux gouttelettes NLC en rotation avec une puissance laser de 36 mW. Les flèches représentent les vecteurs de vitesse locaux. (d) Taux de cisaillement de la vitesse d'écoulement dans la direction y \(\frac{\partial {u}_{y}}{\partial x}\) évalué à partir de (c).

En modifiant la structure interne des gouttelettes et en considérant chaque effet, cette étude révèle la contribution relative de chaque effet à la rotation et à l'efficacité du transfert d'énergie, qui ne sont pas mentionnés dans les travaux précédents. Dans les gouttelettes NLC, les effets de la plaque d'onde et le processus de diffusion de la lumière contribuent principalement à la rotation. Lorsque le diamètre est supérieur à la taille critique (environ 4,5 µm dans cette étude), la structure interne est bipolaire et optiquement anisotrope. Dans ce cas, la principale contribution est l'effet de plaque d'onde, et les gouttelettes bipolaires ont l'efficacité de transfert d'énergie la plus élevée dans les gouttelettes préparées. Par conséquent, les gouttelettes bipolaires conviennent aux dispositifs opto-mécaniques. Lorsque le diamètre de la gouttelette NLC diminue, l'anisotropie optique de la structure interne diminue et la structure interne devient préradiale, qui est isotrope dans le plan de rotation. Dans ce cas, l'effet de plaque d'onde s'affaiblit et le processus de diffusion domine. Dans les gouttelettes de ChLC, des transmissions et des réflexions de Bragg dues à la structure hélicoïdale apparaissent. Par conséquent, le moment cinétique de la lumière est transféré à la gouttelette de ChLC via l'effet de plaque d'onde et la réflexion de Bragg. Le couple induit par l'effet de plaque d'onde et la réflexion de Bragg explique le comportement de rotation influencé par l'angle d'ellipticité, φ. Le rapport diamètre/pas, d/p, est critique pour son comportement en rotation. Pour d/p < 1, la structure interne est bipolaire torsadée et agit comme un guide d'onde. Par conséquent, le transfert de la lumière à la gouttelette de ChLC était minime et la gouttelette de ChLC ne tournait pas. En tant qu'application des gouttelettes en rotation, un champ de microflux contrôlable a été construit à l'aide du HOT. Le champ d'écoulement induit par la gouttelette NLC unique en rotation est conforme à la prédiction théorique. Dans le système avec deux gouttelettes NLC, un champ de cisaillement a été induit dans l'espace entre les gouttelettes. Un champ d'écoulement plus complexe peut être conçu à l'aide de HOT. Cette technique ouvre une nouvelle voie pour la micromanipulation de la matière molle et l'analyse de leurs propriétés mésoscopiques.

Dans notre système optique, le front d'onde du faisceau laser (YLM-10-CP, IPG Photonics, longueur d'onde de 1064 nm) a été modifié à l'aide d'un modulateur spatial de lumière (SLM, X10468-03, Hamamatsu) pour contrôler le modèle d'intensité spatiale au plan focal. Le faisceau réfléchi du SLM a été transmis à travers une lame demi-onde et une lame quart d'onde pour contrôler l'angle d'ellipticité, φ, et l'angle d'orientation, θ, de l'ellipse de polarisation du faisceau de piégeage. Enfin, la lumière polarisée a été focalisée à l'aide d'un objectif 100 × (Plan Fluor, Nikon, NA1.4). Au point focal, les gouttelettes LC ont été piégées au-dessus de 20 µm du fond de la cellule pour éviter l'effet de paroi (voir Informations supplémentaires) et ont été forcées de tourner avec le piège. La puissance laser utilisée au plan focal était de 7,5 mW, mesurée à l'aide d'un wattmètre (PM16-405, Thorlabs) sauf indication contraire.

Nous avons utilisé 5CB (TCI) et E7 (un mélange de 51 % en poids de 5BC (TCI), 25 % en poids de 7CB (Sigma-Aldrich), 16 % en poids de 8OCB (TCI) et 8 % en poids de 5CT (TCI)) comme NLC. E7 et 15 % en poids de RM257 (Sigma Aldrich), un monomère photopolymérisable30, ont été mélangés avec du toluène pour préparer des particules biréfringentes solides. Après évaporation du toluène, le mélange (E7 et RM257) et l'eau ont été agités pour préparer les gouttelettes. La dispersion d'échantillon a été irradiée avec de la lumière ultraviolette pendant 30 min pour solidifier les gouttelettes par photopolymérisation. E7 et les dopants chiraux droitiers R-811 (Merck) ont été mélangés dans de l'isopropanol comme solvant pour préparer ChLC. Après agitation dans un agitateur magnétique pendant 3 h, l'isopropanol a été évaporé pour préparer le ChLC. Un mélange d'eau ultrapure (18,2 MΩ cm ) et de ChLC préparé a été agité vigoureusement pour former des gouttelettes de ChLC de 1 à 20 μm de diamètre. Les gouttelettes dispersées dans l'eau ont été scellées dans une cellule en verre d'environ 85 µm d'épaisseur.

Les images des gouttelettes LC piégées ont été capturées à l'aide d'une caméra complémentaire métal-oxyde-semi-conducteur (CMOS) (Orca-Flash 4.0, Hamamatsu, 2048 × 2048 pix2) fixée à un microscope optique inversé (Eclipse Ti, Nikon). Le temps d'exposition de la caméra CMOS variait en fonction de la taille des gouttelettes, soit 2 ms pour les gouttelettes minuscules (d < 3 µm) et 20 ms pour les grosses gouttelettes (d > 3 µm). Comme le polariseur et l'analyseur étaient amovibles, l'image pouvait être commutée entre fond clair et polarisation. Le mouvement de rotation pourrait être surveillé à partir du changement temporel de l'intensité de l'image, en raison de la biréfringence des gouttelettes LC13. Les données d'évolution temporelle de la somme de l'intensité de l'image le long d'une ligne horizontale traversant le centre de la goutte ont été transformées par Fourier pour déterminer la fréquence de rotation des gouttes ν. Le pic de fréquence le plus bas correspondait à la modulation 2ν ou 4ν de la fréquence de rotation, selon la structure interne. Nous avons regardé les vidéos pour confirmer si le pic de basse fréquence était de 2ν ou 4ν et avons finalement déterminé ν.

Des particules de silice (sicastar-greenF, Micromod) de 1 % en volume ont été utilisées comme particules de traceur pour visualiser le champ d'écoulement. Parce que les particules de silice se sont déposées dans l'eau, un NLC rotatif a été placé au fond de la cellule. Nous avons enregistré une vidéo à 200 images/s dans des conditions de fond clair. La vidéo a été analysée à l'aide de PIVlab31 pour calculer le champ d'écoulement.

Les ensembles de données générés pendant et/ou analysés pendant l'étude en cours sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

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Ce travail a été soutenu par JSPS KAKENHI Grant (Nos. 17H02944 et 20H01873) et Innovative Areas "Fluctuation & Structure" (Grant No. 25103011) de MEXT, Japon. KS remercie Q-pit, JST SPRING (Grant No. JPMJSP2136) et Grant-in-Aid for JSPS Fellows (Grant No. 22J10770). YK remercie Y. Tamura pour son aide à l'étape conceptuelle de ce projet. Les auteurs remercient Editage (www.editage.com) pour l'édition en anglais.

Département de physique, École des sciences, Université de Kyushu, Fukuoka, 819-0395, Japon

Keita Saito et Yasuyuki Kimura

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KS et YK ont conçu cette étude, construit le système expérimental, acquis, analysé et interprété les données, et préparé le brouillon de cet article.

Correspondance à Yasuyuki Kimura.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Saito, K., Kimura, Y. Rotateur de gouttelettes à cristaux liquides à commande optique. Sci Rep 12, 16623 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-21146-y

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Reçu : 27 mai 2022

Accepté : 22 septembre 2022

Publié: 05 octobre 2022

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

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