梅濤 陳占秀 楊歷 王坤 苗瑞燦

(河北工業(yè)大學能源與環(huán)境工程學院,天津 300401)

納米流動系統(tǒng)具有高效、經(jīng)濟等優(yōu)勢,在眾多領域具有廣泛的應用前景.因該類系統(tǒng)具有極高的表面積體積比,致使界面滑移效應對流動具有顯著影響.本文采用分子動力學方法以兩無限大平行非對稱壁面組成的Poiseuille流動為對象,分析了壁面粗糙度與潤濕性變化對通道內(nèi)流體流動的影響.對于不同結構類型的壁面,需要通過水動力位置來確定固液界面位置,準確計算固液界面位置有助于更好地分析界面滑移效應.研究結果表明,上下壁面不對稱會引起通道內(nèi)流場參數(shù)分布的不對稱,壁面粗糙度及潤濕性的變化會影響近壁面附近流體原子的流動特性,由于壁面凹槽的存在,粗糙壁面附近的數(shù)密度分布低于光滑壁面一側(cè).壁面粗糙度及潤濕性的變化會影響固液界面位置,肋高變化及壁面潤濕性對通道中速度分布影響較大,界面滑移速度及滑移長度隨肋高和潤濕性的增大而減小;肋間距變化對通道內(nèi)流體流動影響較小,界面滑移速度和滑移長度基本保持恒定.

1 引 言

對納米流體的深入研究是科技微型化導致的必然趨勢,納米流體具有優(yōu)于常規(guī)介質(zhì)的特性,包括運輸、傳熱、吸附等性能,對納米流體的深入研究將更有利于科技微型化的發(fā)展.納米量級流體在流動時存在許多微尺度效應,包括分子力效應、低雷諾數(shù)效應以及表面張力效應等.相比于宏觀尺度,微尺度條件下對流體流動規(guī)律的研究受實驗條件和測量精度的限制,使得數(shù)值模擬成為了微尺度流動的主要研究方法.而以微觀原子之間的作用模型為基礎的分子動力學,因不引入常規(guī)假設,能以原子級精度描述流體在近鄰壁面處的流動特性,是目前研究微尺度流動問題的主要數(shù)值模擬方法.

通常宏觀尺度下流體在通道內(nèi)的流動特性都是基于無滑移邊界條件進行研究,因為壁面產(chǎn)生的表面效應對近壁處流體流動特性影響較小.然而,隨著流動通道尺寸的減小,比表面積急劇增加,微尺度下固體壁面對近壁處流體的影響直接關系到通道內(nèi)整體的流動特性分布[1-3].Sun和Ebner[4]研究了固液界面間作用強度大小對流體流動特性的影響,發(fā)現(xiàn)當固液原子間作用力較強時,流體在壁面處幾乎無滑移,而當作用力較弱時,流體在壁面處會產(chǎn)生較大的邊界滑移.Voronov等[5]利用分子動力學對Couette流動進行模擬,結果顯示滑移長度與接觸角相關,對于疏水性表面,接觸角會增大,滑移長度也會隨之增大,但也會出現(xiàn)隨著接觸角增大滑移長度減小的情況.胡海豹等[6]利用分子動力學對超疏水納米通道內(nèi)流體流動特性進行研究,結果表明當接觸角大于150°時,滑移速度和滑移長度出現(xiàn)隨接觸角增大而減小的反常現(xiàn)象,并進一步證明了改變固液原子間的勢能參數(shù)表征的潤濕性不能用來準確表示超疏水壁面對流體的影響.Nagayama和Cheng[7]對納米通道內(nèi)的Poiseuille流動進行分析,發(fā)現(xiàn)改變壁面與流體間的勢能參數(shù)以及添加在流體部分的驅(qū)動力均會影響固液界面間流體原子的運動特性,固液間相互作用越強,邊界滑移速度越小,而添加的驅(qū)動力越大,滑移速度也越大.Barisik和Beskok[8]以及Shi等[9]利用智能壁分子動力學方法模擬研究了納米通道內(nèi)氣體原子的流動特性,結果表明近壁區(qū)域內(nèi)氣體的速度、密度和壓力的變化趨勢僅由壁面力場決定,不受通道高度以及密度的影響.張冉等[10]利用分子動力學分析了納米通道內(nèi)近壁區(qū)域流體的流動特性,同樣發(fā)現(xiàn)近壁區(qū)域的氣體流動特性僅由壁面力場決定,壁面對氣體原子的勢能作用越強,氣體在近壁區(qū)域的密度越大,直至形成吸附層.Voronov等[5]利用分子動力學方法對Couette流動中流體的滑移現(xiàn)象進行了研究,發(fā)現(xiàn)固液間勢能強度以及平衡距離的減小均傾向于增大接觸角,而減小勢能強度會增加滑移長度,減小平衡距離會減少滑移長度,說明接觸角與滑移長度間的關系并不唯一.Cieplak[11]同樣利用分子動力學方法對Couette流動進行研究,主要探究了固液間的作用強度以及不同流體介質(zhì)對流體滑移的影響,結果表明,滑移長度與固液間的作用有直接關系,而與流體介質(zhì)無關.

可見,目前科研工作者大多集中于進行固液間相互作用等因素對通道內(nèi)流體流動影響規(guī)律的研究,且固體表面多是光滑壁面.實際上,任何固體表面都不可能是絕對光滑的,當宏觀尺度轉(zhuǎn)為納微尺度,流動通道尺度急劇減少,比表面積也隨之急劇增加,固體表面的粗糙程度對流體流動的作用也相應凸顯.因此,粗糙壁面對流動的影響機理研究已逐漸成為當前納微尺度傳熱傳質(zhì)研究中的重點[12].張程賓等[13]利用分子動力學方法對含粗糙壁面納米通道內(nèi)的流體流動進行了研究,發(fā)現(xiàn)粗糙壁面會限制近壁區(qū)流體原子的運動,導致流體流動速度及滑移速度降低.Rahmatipour等[14]利用分子動力學對含粗糙壁面的納米通道內(nèi)的肋高變化進行了研究,結果顯示,相比于光滑壁面,隨著肋高的增大,壁面附近流體的密度波動范圍逐漸增大,但波動的峰值均低于光滑壁面.Toghraie等[15]對含納米顆粒的粗糙通道內(nèi)的流體流動特性進行了研究,通過設定肋高與肋間距的比值來獲取不同壁面粗糙度,結果表明通道內(nèi)流體的溫度及速度分布并不隨著粗糙度的增大而增大,而是由凹槽內(nèi)限制的流體原子數(shù)量決定,限制的流體原子數(shù)量數(shù)量越多,流體流動速度越小,反之流動速度越大.但由該文獻的物理模型可知,在研究粗糙度變化時,粗糙壁面上肋的尺寸及數(shù)量也發(fā)生了變化,故不能很好地詮釋壁面肋間距及肋高變化對近壁區(qū)流體的影響.

綜上所述,目前研究壁面的粗糙度變化對流動的影響還不夠詳細,而針對粗糙壁面潤濕性變化的研究更是較少.為深入揭示納微尺度下粗糙壁面對流體流動的影響機理,本文擬構建含粗糙壁面的納米通道內(nèi)流體流動的分子動力學模型,并與光滑壁面進行對比,分析粗糙壁面肋高及肋間距對流體流動特性的影響.在此基礎上,討論壁面潤濕性對壁面附近流體原子的影響,并揭示粗糙壁面與光滑壁面潤濕性變化的異同.

2 物理模型及模擬設置

納米通道流體流動的分子動力學模型如圖1(a)所示.模擬通道尺寸為Lx×Ly×Lz= 18.20σ× 19.68σ× 7.87σ,納米通道上壁為光滑壁面,下壁為粗糙壁面,壁面由銅原子構成,流體單原子氬均勻分布于上下壁面之間,且均按照面心立方結構進行排列.圖1(b)為納米結構示意圖,壁面長度為Lx= 18.20σ,壁面厚度D= 2.95σ,粗糙壁面肋間距為a,肋高為h,肋長度為b,通道整體高度為H,光滑壁面與切面間為平直流道,高度為H′.計算統(tǒng)計時,對通道高度H進行分層,其中統(tǒng)計流場中數(shù)密度分布時分為70層,對速度分布進行統(tǒng)計時分為44層.整個模擬系統(tǒng)在x,z方向上設置周期性邊界條件,在y方向上設置固定邊界條件.

流體原子間以及固液原子間的勢能作用均采用Lennard-Jones (12-6)勢能模型,其表達式為

式中rij為原子間的距離,ε為能量參數(shù),σ為尺寸參數(shù),rc為截斷半徑.流體氬原子間的能量參數(shù)ε=1.67×10-21J,尺寸參數(shù)σ= 0.3405 nm.壁面固體原子勢能參數(shù)εs=40ε,尺寸參數(shù)σs=0.69σ,截斷半徑取rc=2.5σ.

固液原子間的作用力大小決定了壁面潤濕性,流體在壁面鋪展得越充分,固液界面間的接觸角越小,可認為潤濕性越好.而對于光滑壁面而言,接觸角的理論公式為

圖1 (a)模擬系統(tǒng)圖;(b)納米結構示意圖Fig.1.(a) Simulation system;(b) schematic of nanostructure.

式中θ為光滑壁面接觸角,εsl為固液原子間的能量參數(shù).而對于粗糙壁面,(2)式將不再適用,針對本文所研究的物理模型,粗糙壁面潤濕性可表示為

式中r表示粗糙壁面的粗糙程度;a,b及h為圖1(b)中所示參數(shù).令,c為固液原子間的勢能系數(shù).本文模擬工況與對應粗糙度下的接觸角如表1所列.

對于壁面原子與流體原子間的尺寸參數(shù)σsl,由Lorentz-Berthelot混合法進行計算：

平板間的Poiseuille流動是通過在x方向上施加外部驅(qū)動力來驅(qū)動流體流動的,并利用拋物線求解Navier-Stokes方程.Poiseuille流動被定義為在通道高度H(y方向上由0到H)內(nèi)的流動,Navier-Stokes方程可簡化為[16]

式中μ為剪切黏度,ux為x方向上的流動速度,ρ為流體密度.對(6)式連續(xù)進行兩次積分,將中心對稱條件和邊界滑移條件ux|y=0=us或ux|y=H=us依次代入,其中us為邊界滑移速度,Poiseuille流動的速度場可表示為

固液界面間的滑移規(guī)律可以由滑移長度ls表示,表達式為[17-20]

式中 (?ux/?y)|y|=H為固液界面處流體的速度梯度.對于粗糙壁面滑移長度的確定,需要根據(jù)水動力位置來研究[21].圖2(a)和圖2(b)所示分別為Couette流動和Poiseuille流動示意圖,圖2(a)中yC為外推線性的速度直線達到壁面速度時對應的位置,圖2(b)中yP為外推拋物線的速度曲線達到壁面速度的對應位置.通過文獻[21]可知,粗糙壁面滑移長度可表示為,而水動力位置可表示為yH=yC+ls.

表1 不同模擬工況下對應的粗糙度與接觸角Table 1.Corresponding roughness and contact angle under different simulation conditions.

圖2 模型結構示意圖 (a) Couette流動;(b) Poiseuille流動Fig.2.Schematic of nanostructure：(a) Couette flow;(b) Poiseuille flow.

本文模擬過程中,改變壁面粗糙度會影響通道內(nèi)流體密度與壓力的變化,但變化幅度較小,通道中流體原子的密度基本保持在(1.23 ± 0.01) g/cm3范圍內(nèi),造成的計算誤差可以忽略.粗糙壁面肋的長度b= 2.7σ,肋的數(shù)量為3.采用Velocity-Verlet算法對流體原子運動方程進行求解,時間步長為1 fs.首先利用正則系綜對初始模型進行弛豫,利用Nose-Hoover恒溫算法將系統(tǒng)溫度恒定在T=0.827ε/kB,流體原子的速度遵循高斯分布,進行50萬步使系統(tǒng)達到穩(wěn)定.弛豫后對模型入口處厚度為2.0σ的流體區(qū)域施加沿x正方向的水平驅(qū)動力F= 0.05ε/σ,采用正則系綜對系統(tǒng)進行溫度控制,共運行400萬步,前200萬步使系統(tǒng)達到穩(wěn)定,后200萬步對流場中所需參數(shù)進行計算統(tǒng)計.分析模型水動力位置時需要計算Couette流動的速度場分布,設置上下壁面在水平位置上以相同的速度反向運動,速度大小為.模擬采用LAMMPS程序編寫[22].

3 模擬方法驗證

為了驗證模型及參數(shù)設置的正確性,本文基于兩平行光滑平板間的Poiseuille流動,對不同壁面潤濕性下流體在通道內(nèi)的密度分布進行驗證.具體參數(shù)設置如下：流體采用單原子氬,其中ε=1.67×10-21J,σ= 0.3405 nm;固液原子間的距離參數(shù)σsl=0.2872 nm,無量綱化后,取固液原子間的勢能系數(shù)c= 2.0,1.0,0.6,0.2;上下壁面設置為固體剛性壁面,截斷半徑rc= 2.5σ.

圖3所示為不同固液原子間勢能系數(shù)c對應的微通道內(nèi)流體的無量綱密度分布.由圖3可知,模擬數(shù)據(jù)與文獻[23]所給數(shù)據(jù)基本相符,在近壁面區(qū)域內(nèi),由于表面效應的存在使得流體密度分布均出現(xiàn)了有序振蕩現(xiàn)象,流體密度不均勻;而在通道中心的主流區(qū),流體受壁面的影響較小而趨近于平緩.因此,可認為本文建立理論模型、選用算法及編寫的程序準確可靠.

4 結果與分析

4.1 壁面粗糙度變化對流動特性的影響

本節(jié)以固液原子間勢能系數(shù)c= 0.75,對應的光滑接觸角θ= 60°時的工況為例.通過改變粗糙壁面上肋高及肋間距研究壁面粗糙度對通道內(nèi)流體數(shù)密度及速度分布的影響.

4.1.1 數(shù)密度分布

為研究肋高變化對近壁區(qū)流體數(shù)密度的影響,固定肋間距a= 3.6σ不變,分別取肋高h=0.5σ,1.0σ,1.5σ,2.0σ,研究微通道內(nèi)流體流動數(shù)密度分布曲線規(guī)律.如圖4所示,橫坐標為沿y方向的高度,縱坐標為無量綱數(shù)密度ρ?=ρσ3.由圖4可知,由于壁面效應使得近壁區(qū)流體原子分布不均勻,近壁區(qū)域流體數(shù)密度分布出現(xiàn)明顯的振蕩現(xiàn)象,而通道主流區(qū)域流體受壁面影響較小,數(shù)密度分布基本保持恒定.由于通道壁面形狀的不對稱,導致流場中數(shù)密度分布的不對稱,由圖4(a)和圖4(b)所示,光滑壁面附近流體的數(shù)密度波動幅度要大于粗糙壁面,且呈現(xiàn)逐漸衰減趨勢.通過改變肋高h來改變壁面粗糙度,實現(xiàn)不同粗糙表面構造.圖4(a)結果顯示,當h較小時,近壁區(qū)流體數(shù)密度波動呈現(xiàn)逐漸衰減趨勢,但隨著肋高的增大,近壁區(qū)流體數(shù)密度分布出現(xiàn)一次回升現(xiàn)象,這是由于凹槽內(nèi)的壁面與切面處的壁面對流體均有影響,導致數(shù)密度分布呈現(xiàn)衰弱、增強、再衰弱的趨勢.為研究肋間距a變化對通道內(nèi)流體數(shù)密度分布的影響,固定肋高h=2.0σ不變,分別取長度a=2.7σ,3.6σ,4.5σ,5.4σ,結果如圖5所示.由圖5(a)和圖5(b)可知,納米通道內(nèi)流體在不同肋間距下數(shù)密度的振蕩周期一致,肋間距a變化對近壁區(qū)數(shù)密度影響較小.因此,可認為肋間距a的變化基本不影響壁面粗糙度對流體數(shù)密度分布.

圖3 不同勢能系數(shù)c下流體沿z方向的密度分布 (a)c = 2.0;(b)c = 1.0;(c)c = 0.6;(d)c = 0.2Fig.3.Density profiles in thez-direction with different energy coefficientc：(a)c = 2.0;(b)c = 1.0;(c)c = 0.6;(d)c = 0.2.

圖4 肋高h對壁面附近流體數(shù)密度分布的影響 (a)粗糙壁面;(b)光滑壁面Fig.4.Effect of rib heighthon the distribution of fluid number density near wall surface：(a) Rough wall surface;(b) smooth wall surface.

4.1.2 速度分布

圖5 肋間距a對壁面附近流體數(shù)密度分布的影響 (a)粗糙壁面;(b)光滑壁面Fig.5.Effect of rib spacingaon the distribution of fluid number density near wall surface：(a) Rough wall surface;(b) smooth wall surface.

圖6 不同肋高h下流體沿y方向的速度分布 (a) Couette流動;(b) Poiseuille流動Fig.6.Velocity profiles in they-direction with different rib heighth：(a) Couette flow;(b) Poiseuille flow.

壁面粗糙度變化引起的通道內(nèi)流體數(shù)密度的變化,也會導致通道內(nèi)流體流速分布的變化.為確定模型水動力位置,分別計算Couette流動及Poiseuille流動時通道內(nèi)的速度分布,更深一步地分析邊界滑移機理.圖6(a)和圖6(b)為不同肋高對兩種流動狀態(tài)下速度分布的影響,橫坐標為沿y方向上的通道高度分布,縱坐標為無量綱速度u?=u/(ε/m)1/2.圖6結果顯示,微通道內(nèi)流體速度分布呈現(xiàn)不對稱性,壁面粗糙度的存在使近壁區(qū)流體剪切產(chǎn)生了額外黏性耗散,其次粗糙壁面凹槽內(nèi)流體原子的運動受到限制,難以從凹槽內(nèi)逃脫進布差異越明顯.通過兩種流動狀態(tài)下的速度分布可推算出固液邊界位置及滑移長度,本文主要分析Poiseuille流動時的滑移機理,通過施加不同外部驅(qū)動力F= 0.03ε/σ,F= 0.05ε/σ,F= 0.07ε/σ來獲取滑移長度計算的標準差η,并取不同驅(qū)動力下滑移長度的平均值作為分析結果.圖7所示為不同肋高h下滑移長度標準差分布.圖8所示為不同肋高h對Poiseuille流動中通道內(nèi)滑移速度及滑移長度的影響.分析結果顯示,光滑壁面一側(cè)的滑移速度及滑移長度要高于粗糙壁面一側(cè),隨著肋高h的增大,粗糙壁面一側(cè)滑移速度及滑移長度逐漸減小,與Schmatko等[24]研究粗糙高度對界面處滑移速度的影響結論一致.圖9為肋間距a變化對兩種流動狀態(tài)下速度分布的影響.由圖9可知,兩種流動狀態(tài)下肋間距a的變化對流場中速度分布影響較小,這是由于肋間距a變化不會產(chǎn)生額外的入主流區(qū)域,導致Couette流動中壁面更容易帶動流體運動,速度大小分布高于光滑壁面一側(cè),而在Poiseuille流動中則剛好相反,流體的運動受到壁面的阻礙,速度大小分布低于光滑壁面一側(cè).隨著肋高h的增大,凹槽內(nèi)限制的流體原子數(shù)量增多,產(chǎn)生的黏性耗散越大,不同結構壁面附近的速度分黏性耗散,且凹槽限制流體原子的數(shù)量不會產(chǎn)生太大差異.圖10為不同肋間距a下滑移長度標準差分布.圖11(a)和圖11(b)為肋間距a變化對Poiseuille流動時通道內(nèi)滑移效應的影響,可以看出肋間距a變化對滑移速度及滑移長度的影響較小.通過分析壁面粗糙度對速度分布的影響,發(fā)現(xiàn)肋高h的變化會影響水動力位置的變化,對邊界滑移影響較大;而肋間距a變化對通道內(nèi)速度分布影響較小,水動力位置變化不大,故對邊界滑移影響較小.

圖7 不同肋高h下滑移長度標準差分布Fig.7.Standard deviation distribution of slip length with different rib heighth.

圖8 (a)肋高h對滑移長度的影響;(b)肋高h對滑移速度的影響Fig.8.(a) Effect of rib heighthon the slip length;(b) effect of rib heighthon the slip velocity.

圖9 不同肋間距a下流體沿y方向的速度分布 (a) Couette流動;(b) Poiseuille流動Fig.9.Velocity profiles in they-direction with different rib spacinga：(a) Couette flow;(b) Poiseuille flow.

圖10 不同肋間距a下滑移長度標準差分布Fig.10.Standard deviation distribution of slip length with different rib spacinga.

4.2 壁面潤濕性變化對流動特性的影響

4.2.1 壁面潤濕性變化對數(shù)密度的影響

壁面潤濕性決定了固體壁面與流體間的相互作用,不僅會影響固液界面處動量的傳遞,也會改變近壁區(qū)流體原子的分布狀態(tài)[25].為研究壁面潤濕性對微通道內(nèi)流動的影響,固定凹槽高度h=2.0σ,長度a= 3.6σ,對勢能系數(shù)c= 1.0,0.75,0.5,0.25下流體在通道內(nèi)的流動特性分別進行研究.圖12為不同潤濕性下對應的通道內(nèi)流體數(shù)密度分布,由圖12可知,無論是粗糙壁面還是光滑壁面,壁面與流體間的作用力越強,壁面潤濕性越好,壁面附近吸附的流體原子數(shù)量越多,近壁區(qū)流體的數(shù)密度均隨著勢能系數(shù)的增大而增大.對于粗糙壁面,當固液界面間的勢能系數(shù)c≤ 0.5時,隨著固液間勢能系數(shù)c的減小,凹槽內(nèi)流體原子的數(shù)密度有所下降,但下降幅度小于光滑壁面,且凹槽內(nèi)流體數(shù)密度要大于切面附近.而當固液間的勢能系數(shù)c= 0.25時,對應的接觸角最大,凹槽內(nèi)流體原子的數(shù)密度明顯減少,如圖12(a)所示,凹槽內(nèi)的數(shù)密度波動峰值要低于切面附近,說明此時凹槽對流體原子幾乎處于排斥狀態(tài).

圖11 (a)肋間距a對滑移長度的影響;(b)肋間距a對滑移速度的影響Fig.11.(a) Effect of rib spacingaon the slip length;(b) effect of rib spacingaon the slip velocity.

圖12 勢能系數(shù)c對壁面附近流體數(shù)密度分布的影響 (a)粗糙壁面;(b)光滑壁面Fig.12.Effect of energy coefficientcon the distribution of fluid number density near wall surface：(a) Rough wall surface;(b) smooth wall surface.

4.2.2 壁面潤濕性變化對速度分布的影響

圖13 不同勢能系數(shù)c下流體沿y方向的速度分布 (a) Couette流動;(b) Poiseuille流動Fig.13.Velocity profiles in they-direction with different energy coefficientc：(a) Couette flow;(b) Poiseuille flow.

圖13為勢能系數(shù)c變化對兩種流動狀態(tài)下通道內(nèi)速度分布的影響.結果顯示,隨著勢能系數(shù)c的增大,固液原子間的作用力逐漸增強,兩種流動狀態(tài)下速度分布呈現(xiàn)相反的變化趨勢.如圖13(a)所示,Couette流動中通道內(nèi)的速度分布隨著勢能系數(shù)c的增大而增大,而圖13(b)顯示Poiseuille流動中通道內(nèi)的速度分布隨勢能系數(shù)c的增大而減小.另外值得一提的是,對于Couette流動來說,粗糙壁面附近流體速度變化幅度要大于光滑壁面一側(cè),而Poiseuille流動則剛好相反.圖14為不同勢能系數(shù)c下滑移長度標準差分布.圖15(a)和圖15(b)分別為Poiseuille流動中通道內(nèi)的滑移速度及滑移長度分布,可以發(fā)現(xiàn),隨著勢能系數(shù)c的增大,無論是光滑壁面還是粗糙壁面,滑移速度和滑移長度分布均逐漸降低.通過分析可知,改變勢能系數(shù)c會影響通道內(nèi)的速度分布,使水動力位置發(fā)生變化,并對邊界滑移影響較大.

圖14 不同勢能系數(shù)c下滑移長度標準差分布Fig.14.Standard deviation distribution of slip length with different energy coefficientc.

圖15 (a)勢能系數(shù)c對滑移長度的影響;(b)勢能系數(shù)c對滑移速度的影響Fig.15.(a) Effect of energy coefficientcon the slip length;(b) effect of energy coefficientcon the slip velocity.

5 結 論

本文采用分子動力學方法研究了含粗糙壁面納米通道內(nèi)流體的流動特性,探討了不同壁面粗糙度以及壁面潤濕性對通道內(nèi)流體的數(shù)密度和速度場分布的影響,所得結論如下.

1)相比于光滑壁面,粗糙壁面附近流體的數(shù)密度分布較低,隨著肋高的增大,密度波動呈現(xiàn)一次回升現(xiàn)象;改變肋間距對近壁區(qū)流體影響較小,數(shù)密度波動趨勢基本一致;無論是光滑壁面還是粗糙壁面,增大壁面潤濕性均會使近壁區(qū)數(shù)密度波動增大.

2)通過分析Couette流動和Poiseuille流動時通道內(nèi)的速度場分布確定模型的固液邊界位置.分析結果表示,改變肋高及壁面潤濕性會明顯影響通道內(nèi)的速度分布,使固液邊界位置發(fā)生偏離,而肋間距變化對固液邊界位置影響較小.

3)以Poiseuille流動為主,分析了壁面粗糙度及潤濕性對界面滑移的影響.結果表明,粗糙壁面一側(cè)滑移速度及滑移長度均小于光滑壁面一側(cè),且隨著肋高及壁面潤濕性的增大,滑移速度和滑移長度逐漸減小;肋間距變化對界面滑移影響較小,滑移速度及滑移長度分布基本恒定.