Блог

Jul 16, 2023

Сложный оптический транспорт, динамика и реология эмульсий средней привлекательности

Scientific Reports, том 13, номер статьи: 1791 (2023) Цитировать эту статью 587 Доступ 1 Ссылки 2 Подробности об альтметрических метриках Введение ближнедействующих притяжений в броуновских монодисперсных системах

Научные отчеты, том 13, Номер статьи: 1791 (2023) Цитировать эту статью

587 Доступов

1 Цитаты

2 Альтметрика

Подробности о метриках

Введение ближнедействующего притяжения в броуновские системы монодисперсных коллоидных сфер может существенно повлиять на их структуру и, следовательно, на оптические транспортные и реологические свойства. Здесь, для коллоидных эмульсий, фракционированных по размеру, мы показываем, что введение промежуточной силы притяжения, значительно превышающей, но не намного превышающей тепловую энергию (\(\около 5,6\) \(k_{\textrm{B}}T)\) , из-за истощения мицелл, приводит к заметному провалу в измеренной обратной длине свободного пробега оптического транспорта, \(1/\ell ^*\), как функции объемной доли капель, \(\phi\). Этот вырез, который появляется между переходом стеклования твердых сфер, \(\phi _{\textrm{g}}\) и максимальным случайным защемлением, \(\phi _{\textrm{MRJ}}\), подразумевает существование большей популяции компактных плотных скоплений капель по сравнению с разреженной сетью капель в сильно привлекательных эмульсионных гелях. Мы расширяем предыдущую модель сетчатой ​​структуры ядро-оболочка для сильно привлекательных коллоидных систем, включив в нее плотные непросачивающиеся кластеры, которые не способствуют жесткости при сдвиге. Ограничивая эту расширенную модель измеренными значениями \(1/\ell ^*(\phi)\), мы улучшаем и расширяем микрореологическую интерпретацию экспериментов по спектроскопии диффузных волн (DWS), выполненных на притягивающих коллоидных системах. Наши измерения и моделирование демонстрируют богатство и сложность оптического транспорта и сдвиговых реологических свойств плотных, неупорядоченных коллоидных систем, имеющих промежуточное притяжение ближнего действия между умеренно привлекательными стеклами и сильно привлекательными гелями.

Установление короткодействующих притягивающих взаимодействий между коллоидами в непрерывной жидкой фазе может радикально изменить широкий спектр броуновских коллоидных систем, как равновесных, так и неравновесных, что приведет к различной структурной морфологии, динамике и физическим свойствам1,2,3,4,5 ,6,7,8. В частности, для более высоких объемных долей коллоидов, \(\phi\), за пределом разбавления, и для притягивающих взаимодействий, которые намного сильнее тепловой энергии, \(k_{\textrm{B}}T\), где \(k_ {\textrm{B}}\) — постоянная Больцмана, а T — температура, могут образовываться сети коллоидов, образующие коллоидные гели6,9,10,11,12. Форма, распределение по размерам и деформируемость коллоидов, история приготовления и течения, наложенного на систему, а также тип, диапазон и сила межколлоидного притяжения — все это факторы, которые могут влиять на структуру, динамику и свойства коллоидных частиц. гели13,14. Например, сильно притягивающие системы ближнего действия, которые образуются за счет скользкой связи15,16, возникающие из глубокой вторичной ямы притяжения в потенциале взаимодействия, могут иметь другие распределения локальных координационных чисел, чем системы твердые частицы, которые образуются за счет сдвиго-жесткой связь14,15,16, возникающая в результате чрезвычайно глубокой первичной притягивающей скважины1,17. Сильно привлекательные коллоидные гели представляют собой один конкретный тип коллоидной системы, имеющей локально неупорядоченную структуру, но для которой характерный масштаб длины, связанный со средним размером ячейки, может возникнуть в результате процесса диффузионно-ограниченной кластерной агрегации (DLCA)2,18. Напротив, в другом пределе очень слабых коллоидных притяжений, приближающихся к почти жестким (NH) взаимодействиям, неупорядоченные коллоидные стекла могут образовываться посредством быстрого осмотического сжатия до плотных \(\phi\). Дальнейшее осмотическое сжатие коллоидного стекла до еще большего \(\phi\) может привести к заклиниванию коллоидного стекла.

Хотя коллоидные гели и коллоидные стекла являются неупорядоченными и могут проявлять низкочастотную сдвиговую упругость плато, они представляют собой два разных типа мягких эластичных систем, которые различаются, прежде всего, силой коллоидного притяжения относительно \(k_{\textrm{B}} Т\). К коллоидным стеклам мы относим плотные коллоидные системы, взаимодействия которых варьируются от слабо притягивающих до твердых и лишенные длительной релаксации, поскольку в этом пределе исчезающей силы притяжения применимы классические представления об эргодически-неэргодическом переходе для твердых сфер. Для \(\phi\) объемной доли твердых монодисперсных сфер чуть выше уровня стеклования, \(\phi _{\textrm{g}} \approx\) 0,56–0,5819,20,21, такие стекла с твердыми сферами демонстрируют модуль упругости сдвига при нулевой частоте, \(G^\prime _\text {p}\), как следствие неэргодичности и очень ограниченного количества доступных трансляционных микросостояний на коллоид в среднем; тем не менее, величина \(G^\prime _\text {p}\) остается конечной, даже если \(\phi\) увеличивается несколько выше \(\phi _{\textrm{g}}\). Например, классическая теория связи мод (MCT)22,23 описывает стеклообразную динамику в стеклообразующих жидкостях, а также в жестко взаимодействующих коллоидных системах24; MCT предсказывает расхождение во времени релаксации флуктуаций плотности по мере увеличения \(\phi\) до \(\phi _{\textrm{g}}\). Однако при еще больших размерах \(\phi\) коллоидные стекла из твердых жестких сфер приближаются к точке максимального случайного заклинивания (MRJ)25, \(\phi _{\textrm{MRJ}} \approx\) 0,646 (содержательное уточнение более ранняя концепция случайной плотной упаковки26), нулевая частота \(G^\prime _\text {p}\) эффективно расходится, когда идеально жесткие коллоиды застревают и соприкасаются. Напротив, коллоидные гели, состоящие из сетей, заполняющих пространство, могут иметь существенную нулевую частоту \(G^\prime _\text {p}\) для \(\phi\) значительно ниже \(\phi _{\ textrm{g}}\). В обоих случаях, если коллоидные объекты являются мягкими, а не очень жесткими твердыми сферами, эта мягкость может изменить поведение, и \(G^\prime _\text {p}\) не расходится при \(\phi _{ \textrm{MRJ}}\)27. Кроме того, сила притяжения на близком расстоянии, а также стабилизирующее отталкивание, которое может присутствовать на даже более коротком расстоянии, чем притяжение, могут влиять как на возникновение, так и на \(\phi\)-зависимость \(G^\prime _\ текст {p}\)28,29. При достаточно низких \(\phi\) и промежуточных силах притяжения может происходить двухфазное сосуществование между газоподобной мономерной фазой и жидкоподобной неперколяционной кластерной фазой6,30,31; тем не менее, для \(\phi\) значительно ниже \(\phi _{\textrm{g}}\), из-за отсутствия сдвиго-жестких перколяционных сетей, сдвиговая реология таких газовых кластерных систем является преимущественно вязкой, не эластичный.