Previous AFM experiments on surface nanobubbles have suggested an anomalously large contact angle theta of the bubbles (typically approximately 160 degrees measured through the water) and a possible size dependence theta(R). Here we determine theta(R) for nanobubbles on smooth, highly oriented pyrolytic graphite (HOPG) with a variety of different cantilevers. It is found that theta(R) is constant within experimental error, down to bubbles as small as R = 20 nm, and is equal to 119 +/- 4 degrees . This result, which is the lowest contact angle for surface nanobubbles found so far, is very reproducible and independent of the cantilever type used, provided that the cantilever is clean and the HOPG surface is smooth. In contrast, we find that, for a particular set of cantilevers, the surface can become relatively rough because of precipitated matter from the cantilever onto the substrate, in which case larger nanoscopic contact angles ( approximately 150 degrees ) show up. In addition, we address the issue of the set-point dependence. Once the set-point ratio is below roughly 95%, the obtained nanobubble shape changes and depends on both nanobubble size and cantilever properties (spring constant, material, and shape).

In some cases water droplets can completely wet microstructured superhydrophobic surfaces. The dynamics of this rapid process is analyzed by ultrahigh-speed imaging. Depending on the scales of the microstructure, the wetting fronts propagate smoothly and circularly or-more interestingly -in a stepwise manner, leading to a growing square-shaped wetted area: entering a new row perpendicular to the direction of front propagation takes milliseconds, whereas once this has happened, the row itself fills in microseconds (''zipping''). Numerical simulations confirm this view and are in quantitative agreement with the experiments.

Shock wave induced cavitation experiments and atomic force microscopy measurements of flat polyamide and hydrophobized silicon surfaces immersed in water are performed. It is shown that surface nanobubbles, present on these surfaces, do not act as nucleation sites for cavitation bubbles, in contrast to the expectation. This implies that surface nanobubbles are not just stable under ambient conditions but also under enormous reduction of the liquid pressure down to −6MPa. We denote this feature as superstability.

The acoustic nucleation threshold for bubbles trapped in cavities has theoretically been predicted within the crevice theory by Atchley and Prosperetti ͓"The crevice model of bubble nucleation," J. Acoust. Soc. Am. 86, 1065 ͑1989͔͒. Here, we determine this threshold experimentally, by applying a single pressure pulse to bubbles trapped in cylindrical nanoscopic pits ͑"artificial crevices"͒ with radii down to 50 nm. By decreasing the minimum pressure stepwise, we observe the threshold for which the bubbles start to nucleate. The experimental results are quantitatively in good agreement with the theoretical predictions of Atchley and Prosperetti. In addition, we provide the mechanism which explains the deactivation of cavitation nuclei: gas diffusion together with an aspherical bubble collapse. Finally, we present superhydrophobic nuclei which cannot be deactivated, unless with a high-speed liquid jet directed into the pit.

We experimentally study the dynamics of water in the Cassie-Baxter state to Wenzel state transition on surfaces decorated with assemblies of micrometer-size square pillars arranged on a square lattice. The transition on the micro-patterned superhydrophobic polymer surfaces is followed with a high-speed camera. Detailed analysis of the movement of the liquid during this transition reveals the wetting front velocity dependence on the geometry and material properties. We show that a decrease in gap size as well as an increase in pillar height and intrinsic material hydrophobicity result in a lower front velocity. Scaling arguments based on balancing surface forces and viscous dissipation allow us to derive a relation with which we can rescale all experimentally measured front velocities, obtained for various pattern geometries and materials, on one single curve.

Drops deposited on rough and hydrophobic surfaces can stay suspended with gas pockets underneath the liquid, then showing very low hydrodynamic resistance. When this superhydrophobic state breaks down, the subsequent wetting process can show different dynamical properties. A suitable choice of the geometry can make the wetting front propagate in a stepwise manner leading to square-shaped wetted area: the front propagation is slow and the patterned surface fills by rows through a zipping mechanism. The multiple time scale scenario of this wetting process is experimentally characterized and compared to numerical simulations.

В последние годы, многочисленные эксперимен-ты показали существование наноскопических мягких доменов на поверхности раздела жидкость -твердое тело, смотрите работы [1 -10] и ссылки к ним. В большинстве экспериментов используют атомную силовую микроскопию (АСМ) [1 -8], но и другие методы [9, 10] также использовались. Самое после-довательное толкование этих экспериментов то, что мягкими доменами, которые походят на сегмент сферы с высотой порядка 10 нм и диаметром порядка 100 нм, являются так называемые поверхностные нано-пузырьки, т.е. наноразмерные пузыри газа располо-женные на поверхности раздела жидкость -твердое тело. Эта утверждение, к примеру, подтверждается тем фактом, что нанопузырьки могут слиться от воз-действия наконечника АСМ и сформировать более большой пузырь [2], или тем, что они исчезают при дегазировании жидкости [6,7,9], или зависимостью плотности нанопузырьков** от концентрации газа в жидкости [8].Поверхностные нанопузырьки -загадочные объ-екты. Во-первых, они не должны существовать: соглас-но экспериментальным данным эти пузыри имеют радиус кривизны R порядка 100 нм, и поэтому (из-за большого Лапласова давления внутри пузырей) они должны раствориться в течении времени значитель-но меньше 1 секунды [11, 12]. Однако эксперименты показывают, что нанопузырьки стабильны в течение часов. Во-вторых, их наличие позволяет объяснить различные явления, связанные с поверхностью раз-дела жидкость-твердое тело, такие как проскальзыва-ние жидкости [13 -15] или аномальное притяжение гидрофобных поверхностей [1] в воде. В дополнение отметим, что неоднородная кавитация обычно начи-нается с газообразных зародышей на твердых поверх-ностях (см.[16] и ссылки к ней), и нанопузырьки могут служить подобными центрами кавитации [7,17, 18]. Однако, за редким исключением, убедительных экспериментальных данных существования и ста-бильности нанопузырьков, все еще мало. Например, неизвестно почему они практически стабильны или как они реагируют на происходящие в окружающей среде изменения?В настоящей работе показано, что поверхностные нанопузырьки, вопреки ожиданиям, не действуют как центры кавитации индуцированной ударной волной на поверхностях, при которой в воде соз-даются большие растягивающие напряжения. Это, еще одна загадка в парадоксе нанопузырька: Они стабильны не только при нормальных условиях, но также и при огромном уменьшении давления воды вплоть до -6 МПа. Мы назвали это свойство нанопу-зырьков суперстабильностью.Для того, чтобы продемонстрировать суперстабиль-ность нанопузырьков, мы совместили эксперименты по кавитации с измерениями на АСМ. Были проведе-ны точно выполненные эксперименты по кавитации (подобно [18 -20]) на различных гидрофобных под-ложках, погруженных в воду: при этом ударная волна в воде производит большое растягивающее напряже-ние (≈ -6 МПа), приводящее к кавитации на подлож-ках. Размер пузырей кавитации порядка несколько сот нм. Таким образом, хотя пузыри возникают из более малых зародышей, они могут быть визуализированы оптическими устройствами. В дополнение, измерения АСМ этих же подложе...

The cavity–particle dynamics at cavitation inception on the surface of spherical particles suspended in water and exposed to a strong tensile stress wave is experimentally studied with high-speed photography. Particles, which serve as nucleation sites for cavitation bubbles, are set into a fast translatory motion during the explosive growth of the cavity. They reach velocities of ~40 ms−1 and even higher. When the volume growth of the cavity slows down, the particle detaches from the cavity through a process of neck-breaking, and the particle is shot away. The experimental observations are simulated with (i) a spherical cavity model and (ii) with an axisymmetric boundary element method (BEM). The input for both models is a pressure pulse, which is obtained from the observed radial cavity dynamics during an individual experiment. The model then allows us to calculate the resulting particle trajectory. The cavity shapes obtained from the BEM calculations compare well with the photographs until neck formation occurs. In several cases we observed inception at two or more locations on a single particle. Moreover, after collapse of the primary cavity, a second inception was often observed. Finally, an example is presented to demonstrate the potential application of the cavity–particle system as a particle cannon, e.g. in the context of drug delivery into tissue.