于航 張冉 楊帆 李樺

1) (國防科技大學空天科學學院, 長沙 410073)

2) (西北核技術研究所, 激光與物質(zhì)相互作用國家重點實驗室, 西安 710024)

1 引 言

隨著微納米技術和航天技術的高速發(fā)展, 稀薄氣體流動相關的研究得到了越來越多的關注.對于處于稀薄環(huán)境中的微納尺度系統(tǒng)和航天器來說, 流場中分子間碰撞頻率的降低, 使得氣體分子與固體表面之間的相互作用成為了影響流動狀態(tài)的主要因素.然而由于其微觀性和復雜性, 稀薄流動中氣體-表面相互作用的機理并沒有得到充分揭示[1,2],現(xiàn)有的模擬方法也不能準確地反映這一過程對流動的影響.因此無論從揭示物理現(xiàn)象本質(zhì)的角度出發(fā), 還是從為相關技術發(fā)展提供可信仿真數(shù)據(jù)的角度出發(fā), 都有必要對稀薄流動中氣體-表面的相互作用進行深入、細致的研究.

實際工程中采用的稀薄流動模擬方法大致可以分為兩類, 一種是連續(xù)介質(zhì)模擬方法, 其中包括附加了滑移邊界條件的N-S 方程[3]、Burnett 方程[4]、Super-Burnett 方程[5]等, 這類方法在處理邊界問題時, 都需要借助于滑移邊界條件.另一類常用的方法被稱為粒子類模擬方法, 如直接模擬蒙特卡羅法(DSMC)[6]和格子玻爾茲曼方法(LBM)[7], 為了描述氣體分子與壁面之間的相互作用, 粒子類方法通常需要引入氣體-表面相互作用模型, 即散射核模型.對于連續(xù)介質(zhì)模擬方法來說, 現(xiàn)有的滑移邊界條件, 無論是線性的還是非線性的, 都不能對壁面附近物理量的分布進行合理描述[8?11].很多研究人員也證明, 粒子類方法中廣泛采用的Maxwell 和CLL (Cercignani-Lampis-Lord)散射核模型在模擬氣體-表面相互作用方面也存在很多局限[12?14].例如, Woronowicz 和Rault[15]以及Bruno 等[12]對Xe 在GaSe 表面散射情況的研究表明, 這兩種散射核模型都不能完全反映Xe的散射規(guī)律.并且,現(xiàn)有的散射核模型大多也不能描述氣體分子在表面發(fā)生的吸附和捕獲情況[16].從上述分析可知, 這兩類實際工程中常用的稀薄流模擬方法都不能對氣體-表面相互作用進行準確描述, 也不能充分反映氣體-表面相互作用對流動狀態(tài)產(chǎn)生的影響.為了修正和改進現(xiàn)有稀薄流動的模擬方法, 提高它們在模擬氣體-表面相互作用方面的可信度, 有必要針對這一過程的特性和機理開展研究.

分子動力學(molecular dynamic, MD)[17]是一種從分子運動的角度出發(fā), 直接根據(jù)分子間勢能函數(shù)和牛頓第二定律對運動分子進行追蹤的模擬方法, 可以準確地獲得運動分子的全部參數(shù), 在研究氣體和表面的微觀作用方面具有天然的優(yōu)勢.MD 方法被越來越多的學者應用到稀薄流動和氣體-表面相互作用的有關研究中, 并且被證明可以獲得與實驗數(shù)據(jù)相符合的結果[18,19].Chirita 等[20]利用MD 方法研究了低速Ar 分子在Ni (001)表面散射過程中氣體分子與固體表面之間的動量和能量交換, 并且獲得了這一過程與分子入射角度、入射能量以及金屬表面溫度之間的依賴關系.Yamanishi 等[21]利用MD 方法研究了 O2, N2和Ar在石墨表面的散射, 并根據(jù)對模擬結果的分析, 提出了一種多級(multistage, MS)氣體-表面相互作用模型.該模型被用到了DSMC 模擬中, 模擬結果可以很好地與分子束實驗數(shù)據(jù)符合.曹炳陽[22]將MD 方法應用到了微尺度氣體的模擬中, 并指出氣體分子在固體表面附近的“俘獲-逃逸”行為導致了氬分子在光滑鉑表面上切向動量系數(shù)(TMAC)隨溫度的變化呈現(xiàn)指數(shù)衰減的關系.Finger 等[23]利用MD 方法研究了在氣體-表面相互作用過程中, 氣體分子的入射速度、晶體結構、分子間作用力和吸附層對氣體分子散射和切向動量的影響.此外, 他們還根據(jù)氣體分子與壁面的碰撞次數(shù)和反射速度方向?qū)怏w分子的散射方式進行了分類, 分析了不同散射類型對氣體分子切向動量變化的影響.Ozhgibesov 和Leu 等[24?26]使用MD 方法研究了Ar 在光滑及粗糙W (110)表面的散射特性, 并基于模擬得到的反射速度和角度等信息構建了一種新的三維氬氣-鎢相互作用模型.Bao 等[27]利用MD 原理模擬了納米管道內(nèi)氣態(tài)分子的速度滑移,結果表明, 在金屬表面存在著一個氣體分子的吸附層, 而這個吸附層的密度會隨著溫度的降低和氣體-表面相互作用強度的增強而增大.他們還發(fā)現(xiàn),管壁處的速度滑移會隨著溫度的升高和作用強度的減小而線性增加.宋誠謙[28]在一個利用GPU 加速的MD 模擬平臺上計算了Ar 在Pt 表面的散射特性, 并利用得到的結果對CLL 模型進行了修正, 利用一個軸對稱駐點流動的算例, 證明了修正后的CLL 模型可以實現(xiàn)與MD 方法較為一致的結果.

通過上述前人的工作可以發(fā)現(xiàn), 稀薄條件下的氣體-表面相互作用的影響因素眾多, 并且對這一過程特性和機理的研究可以為相互作用模型的修正和改進提供有益的參考.動量和能量是反映氣體分子運動狀態(tài)的重要參數(shù), 也是稀薄氣體流動研究中的重要研究內(nèi)容, 如Cao 等[29]曾對微/納米機電系統(tǒng)中流-固界面的分子動量輸運進行了充分而深入的總結, 綜述了利用實驗方法、理論方法和MD 模擬方法獲得的分子動量輸運的研究成果, 并詳細介紹了流體黏性、極性、濕潤度和壁面粗糙度等因素對這一過程的影響.前人關于分子散射后動量和能量的研究多集中于氣體與壁面之間的動量、能量轉(zhuǎn)化[20]和適應系數(shù)(MAC, EAC)[30,31], 卻沒有關注這一過程中氣體分子動量、能量分量的變化.而根據(jù)我們之前的工作[32]可以發(fā)現(xiàn), 在與壁面發(fā)生碰撞之后, 氣體分子動量分量和能量分量之間的變化并不是一致的, 并且動量的兩個分量對壁面粗糙度變化的敏感性也有著明顯的差異.為了能夠更深入地了解氣體-表面的碰撞過程, 本文將利用三維非平衡MD 方法對Ar 分子與金屬Pt 表面相互作用過程中動量和能量分量之間的變化和轉(zhuǎn)化進行研究, 并考慮入射速度、角度和壁面粗糙對這一過程的影響.

2 物理模型及模擬細節(jié)

本文利用“Phantom”模型來模擬Pt 表面的原子結構[33], 這是一種基于Langevin 原理構造的恒溫壁面模型.該模型中包含了三個原子層, 即利用虛擬彈簧力和勢能函數(shù)模擬壁面原子與氣體分子相互作用的真實原子層, 用來將第一層原子受到的作用力向底層傳遞的緩沖層, 以及穩(wěn)定整個壁面系統(tǒng)的基底層.利用“Phantom”模型構建的金屬表面是絕對光滑的, 而在工程應用中, 除了少數(shù)經(jīng)過高精度加工的表面外, 絕大多數(shù)的表面都是粗糙的.因此, 為了研究壁面粗糙度對氣體-表面相互作用過程中動量、能量分量之間的轉(zhuǎn)化關系, 遵循文獻[32]中的方法對“Phantom”表面模型進行修改, 使其更符合工程實際.本文選擇了三種表面粗糙度構型, 即R = 0.0 ?, R = 0.5 ?和R = 1.0 ?, 結構如圖1 所示.第一種粗糙度構型對應的是光滑表面,后兩種粗糙度結構的原子堆高度分別為0.27 和0.54 nm.

圖1 三種表面粗糙度構型Fig.1.Three surface roughness structures.

采用截斷LJ-12-6 勢能函數(shù)[34]來模擬氣體分子與壁面之間的相互作用, 其具體形式如(1)式所示:

為了方便計算及分析, 將壁面原子的質(zhì)量及勢能參數(shù)設置為與氣體分子一致, 即 σAr-Pt=σAr-Ar,εAr-Pt=εAr-Ar, 其中 σAr-Ar=3.405×10?10m 表示氬原子的直徑, εAr-Ar=1.67×10?21J 為勢能參數(shù),rij代表分子間的中心距離, rc為截斷半徑.相比于原始LJ 勢能函數(shù), 截斷半徑 rc的引入可以在不影響計算精度的基礎上減小計算量, 并且該形式的勢能函數(shù)可以避免在截斷半徑處出現(xiàn)作用力不連續(xù)的情況.通過勢能函數(shù)計算了氣體分子與壁面的相互作用力之后, 為了兼顧穩(wěn)定性和計算精度, 氣體分子運動方程的積分通過velocity-Verlet[35]算法來實現(xiàn).

在MD 方法中, 模擬單個分子入射有兩種實現(xiàn)途徑[36], 其中一種被稱為“采樣法”, 在這種方法中, 氣體分子的速度滿足特定溫度下的Maxwell-Boltzmann 分布, 因此多被用來模擬自由來流條件下的氣體-表面的相互作用[37].而為了能夠模擬以特定速度和角度入射的氣體分子, 本文采用的是分子束方法(molecular beam method)[38], 這種方法不僅降低了模擬系統(tǒng)的復雜度和不確定性, 還可以減小模擬過程的計算量.

本文采用的坐標系定義如圖2 所示, 其中, 入射速度與Z 軸的夾角 θ 即為氣體分子的入射極角,氣體分子離開金屬表面時的速度 vr可以分解為平行和垂直于XOY 平面的切向散射速度 Vt和法向反射速度 Vn.

圖2 氣體分子的入射極角 θ 和反射速度的分解在笛卡爾坐標系下的示意圖Fig.2.Schematic diagram of the incident polar angle θ and the decompositions of molecular scattering velocity in Cartesian coordinate.

在進行MD 模擬時, 為了方便計算, 同時為了減小由于不同物理量的量級差異而產(chǎn)生的舍入誤差, 需要對真實物理量進行約化處理.本文采用的約化基本單位是氬原子的LJ 勢能參數(shù), 包括直徑參數(shù) σ , 勢阱 ε 和質(zhì)量m.利用這些基本物理量, 在MD 模擬中的速度單位被重新定義為“ σ /τ ”, 其中代表約化時間.本文選取的分子的入射速度(Vi)都是特征溫度下氣體分子最可幾速度其中 kB代表玻爾茲曼常數(shù), 特征溫度T取值為298 K)的倍數(shù), 例如 Vi=4.0 即表示入射速度的數(shù)值是分子最可幾速度值的4 倍.

3 結果與討論

由于氣體分子的動量是分子質(zhì)量與速度的乘積, Ar 分子的質(zhì)量為定值, 因此本章利用氣體分子速度的值及變化代表其動量的大小與變化.我們在之前的工作中[32]詳細研究了低速氣體分子以45°的極角入射到金屬表面上的動力學特征, 并且發(fā)現(xiàn): 1) 在與壁面相互作用之后, 相同粗糙條件下,隨著入射速度的增加, 切向和法向能量基本保持相等, 而兩個動量分量之間的差距卻會逐漸加大, 說明氣體分子在金屬壁面散射后動量和能量分量之間的變化和轉(zhuǎn)化并不是一致的; 2) 切向動量和法向動量對壁面粗糙度的敏感性不同, 例如, 當入射速度為8.0 時, 氣體分子在光滑表面上反射后會損失35%的切向動量, 法向動量的損失是16.5%,隨著壁面粗糙度增加到1.0 ?, 切向動量的損失率達到了99.4%, 而法向動量的損失僅為25%.我們后續(xù)對高速入射時的散射特性的研究(結果匯總在表1 中, Vt和 Vn的定義同上文, Et和 En分別表 示散射后氣體分子的切向能量和法向能量, E 表示散射分子的總能量.與文獻[32]相同, “Re”表示反射表面的狀態(tài), 表中的散射數(shù)據(jù)是10 萬個以相同條件入射的Ar 分子散射后速度和能量值的平均)也印證了上述現(xiàn)象.上述現(xiàn)象的出現(xiàn)說明, 氣體分子在壁面發(fā)生碰撞的過程中, 動量、能量分量之間存在著復雜的轉(zhuǎn)化機理, 有必要對其進行深入的研究.為了能夠清晰地顯示動量、能量在切向和法向之間的轉(zhuǎn)化關系, 本章選取的氣體分子的入射極角分別是法向分量占主導地位的 5°和切向分量占主導地位的 7 5°.

3.1 小極角入射時的動量、能量轉(zhuǎn)化機制分析

首先對入射角為 5°時的算例進行分析, 氣體分子在不同表面反射前后的速度和能量信息匯總在表1 中.可以看出, 當分子的入射方向與Z 軸夾角為 5°時, 氣體分子速度和能量的切向分量相比于法向分量幾乎可以忽略不計.而在氣體分子與金屬表面發(fā)生碰撞之后, 切向速度會進一步減小, 根據(jù)表面粗糙度的不同, 減小幅度為50%—94%不等.但是氣體分子的切向能量卻在碰撞之后增加了, 例如, 在入射速度為1.0 時, Ar 分子在光滑表面上反射后, 切向能量增加了近59 倍.由于氣體分子接近和離開壁面的過程中, 壁面力場的做功會相互抵消, 所以這部分增加的能量可以看作是從法向轉(zhuǎn)移來的.通過對散射后切向和法向能量值的分析發(fā)現(xiàn), 當入射速度不小于2.0 時, 在某種特定的壁面條件下, 切向能量與法向能量的比值都只是在一個很小的范圍內(nèi)波動.例如, 對于光滑平面來說, 當入射速度在2.0—16.0 之間變化時, 切向能量與法向能量的比值維持在0.262—0.282 之間, 對于R =0.5 ?的平面, 這個范圍是0.273—0.299, 當粗糙度進一步增加到1.0 ?時, 切向和法向能量之比穩(wěn)定在 0.320—0.334 之間.同時, 還可以發(fā)現(xiàn), 氣體分子在固體表面散射后的總能量發(fā)生了損失.根據(jù)表1 中數(shù)據(jù)可以看出, 當氣體分子以接近垂直的角度入射時, 粗糙度對動量、能量變化的影響不明顯,因此, 為了減小計算量和簡化仿真過程, 后續(xù)的相關計算都是在光滑表面條件下進行的.

表1 入射極角為 5° 時, 不同速度的氣體分子在不同表面上散射后的平均速度和能量Table 1.When the incident polar angle is 5° , the mean velocity and energy of gas molecules that with different velocities after scattering on different surfaces.

為了對這一過程中動量、能量轉(zhuǎn)換的機理進行更細致的研究, 進一步從微觀角度對氣體分子與表面碰撞過程中速度與能量的變化進行分析.圖3是一個速度為2.0 的氣體分子與表面碰撞過程中速度及能量隨時間變化的曲線, 由于小角度入射時, 分子能量在壁面力作用區(qū)域的變化較為平穩(wěn),為了更清晰地反映能量的變化, 圖3(b)只給出了氣體分子與壁面碰撞前后一小段時間內(nèi)的能量變化.需要注意的是, 由于表2 中數(shù)據(jù)是10 萬個氣體分子在表面散射后速度和能量值的平均, 而圖3反映的是單個入射分子速度隨時間的變化, 因此數(shù)值上會與表中數(shù)據(jù)有所差異.可以看出, 在以接近垂直的角度與金屬表面碰撞的過程中, 氣體分子法向速度的值會逐漸減小, 當減小為0 時, 意味著氣體分子在這一方向的動能完全轉(zhuǎn)化為了勢能.由于受到壁面強大的排斥力, 在與壁面作用之后, 氣體分子的法向動量會向相反的方向增加, 最終勢能又轉(zhuǎn)化為了分子的動能.在這一過程中, 法向的動量和動能會發(fā)生明顯的損失, 而切向動能會在氣體分子接近和離開壁面的過程中逐漸增大.

為了考察與壁面的相互作用過程中, 氣體分子法向動量的損失及其與表面的適應程度, 進一步對分子束的法向動量適應系數(shù)(NMAC)進行研究,結果如圖4 所示.NMAC 的定義如(2)式所示, 式中P 表示分子的平均動量, 下標“i”和“r”分別代表入射和反射,Tw表示壁溫.

圖3 入射角為 5° 時, 氣體分子與光滑表面碰撞中速度和能量隨時間的變化 (a)速度隨時間的變化; (b)能量隨時間的變化Fig.3.When the incident angle is 5° , the variations of molecular velocity and energy in the collision with a smooth surface: (a) Variation of molecular velocity; (b) variation of molecular energy.

圖4 以 5° 極角入射時, 氣體分子在不同粗糙表面的法向動量適應系數(shù)(NMAC)Fig.4.Normal momentum accommodation coefficient(NMAC) of gas molecules on different rough surfaces when the incident polar angle is 5°.

從圖4 可以看出, 對于不同的表面,Vi=1.0時, 氣體分子的NMAC 都保持在了一個較大的數(shù)值, 說明此時氣體分子的法向動量基本上與表面達到了完全適應, 法向動量的損失明顯.隨著入射速度的進一步增加, 分子束的NMAC 發(fā)生了明顯降低, 并會隨著速度的增加而緩慢增大.同時還可以發(fā)現(xiàn), 相同入射條件下, 金屬表面的粗糙對氣體分子的法向動量適應系數(shù)的數(shù)值影響不大.圖5 為不同粗糙表面條件下, 動能的損失率隨入射速度的變化, 整體來看, 動能的損失率會隨入射速度的增加而增大.這是因為, 當氣體分子的入射速度增加時,分子進入表面力場的深度就更深, 因此氣體-表面之間的適應程度會更高, 這也就導致了氣體分子的能量損失率的增大.而粗糙度的增加會使分子在金屬表面的吸附概率增加[32], 尤其是分子的速度較低時吸附會變得明顯.所以當 Vi=1.0 , R = 1.0 ?時, 氣體分子的能量損失較大, 導致了此時的變化規(guī)律與整體趨勢不一致.隨著入射速度的增大, 氣體分子在金屬表面的吸附不再是影響其能量損失的主要因素.從圖5 還可以看出, 在速度較高時,表面粗糙度對能量損失率的影響并不明顯.

3.2 大極角入射時的動量、能量轉(zhuǎn)化機制分析

圖5 以 5° 極角入射時, 氣體分子在不同粗糙表面的能量損失率Fig.5.Energy loss rate of gas molecules on different rough surfaces when the incident polar angle is 5°.

氣體分子以 5°入射時, 動量和能量的法向分量占主導地位, 為了進一步研究切向動量和能量向法向的轉(zhuǎn)移機制, 本節(jié)中將氣體分子的入射極角設置為 7 5°.表2 列出了入射角為 7 5°時氣體分子散射前后速度和能量的變化.可以看出, 與垂直入射時不同, 大極角入射時粗糙度對動量和能量轉(zhuǎn)移的影響變得明顯了.例如, 當速度為4.0 的粒子入射到光滑平面時, 反射后的切向和法向動量的絕對值都與入射前很接近, 只是法向動量的方向發(fā)生了改變,切向、法向能量的變化和總能量的損失也維持在2.5%—4.0%以內(nèi).而當表面的粗糙度為0.5 ?時,切向動量和能量的減小、法向動量和能量的增加以及總能量的損失就不能忽略了.當粗糙度繼續(xù)增加到1.0 ?時, 切向動量的損失達到了90%以上, 法向能量幾乎增加了4 倍, 總能量的損失也達到了34.5%.上述結果表明, 表面粗糙度會促進切向動量和能量向法向的轉(zhuǎn)移.為了進一步探究氣體分子各個動量和能量分量之間的轉(zhuǎn)化關系, 分別對速度為2.0 的氣體分子與光滑(R = 0 ?)和粗糙(R = 1.0 ?)表面碰撞過程中速度和能量隨時間的變化進行研究, 結果分別如圖6 和圖7 所示(由于大角度入射時, 在整個壁面力場氣體分子的能量都會有較為明顯的波動, 只顯示碰撞前后一小段能量變化的方式已不再適應, 因此本節(jié)給出的都是氣體分子在整個壁面力作用區(qū)域速度和能量的變化).從圖6 可以看出, 當氣體分子以大極角入射到光滑壁面時, 散射規(guī)律非常接近于Maxwell[39]所假設的鏡面反射, 具體表現(xiàn)為入射前后切向速度和能量的變化都很小, 并且這種可以維持入射前切向動量、能量的現(xiàn)象會隨著入射速度的增加而更加明顯.結合表2 中數(shù)據(jù)可以發(fā)現(xiàn), 當 Vi=8.0 時, 入射氣體分子的切向速度和切向動能分別為 1 7.293σ/τ 和149.53ε,在光滑表面反射后, 氣體分子的切向速度和切向動能分別為 1 6.988σ/τ 和 1 46.57ε.同時, 氣體分子的法向速度和法向能量在反射前后也變化不大, 只是法向速度的方向發(fā)生了改變, 這說明對于光滑表面, 入射速度的增大基本不會對動量、能量分量之間的轉(zhuǎn)化產(chǎn)生影響, 氣體分子的法向速度和能量變化只能依靠與壁面的熱交換.與圖6 中氣體分子速度和能量的變化基本保持獨立的現(xiàn)象不同,表面粗糙度的出現(xiàn)會改變氣體分子與表面之間的動量、能量交換模式.如圖7 所示, 當金屬表面粗糙時, 在與表面碰撞之后, 分子的切向速度和能量會減小, 而法向速度和能量會增加, 說明粗糙度的存在促進了分子切向動量和能量向法向的轉(zhuǎn)移.

表2 入射極角為 7 5° 時, 不同速度的氣體分子在不同表面上散射后的平均速度和能量Table 2.When the incident polar angle is 7 5° , the mean velocity and energy of gas molecules that with different velocities after scattering on different surfaces.

圖6 入射角為 7 5° 時, 氣體分子與光滑表面碰撞中速度和能量隨時間的變化 (a)速度隨時間的變化; (b)能量隨時間的變化Fig.6.When the incident angle is 7 5° , the variations of molecular velocity and energy in the collision with a smooth surface: (a) Variation of molecular velocity; (b) variation of molecular energy.

圖7 入射角為 7 5° 時, 氣體分子與粗糙表面碰撞中速度和能量隨時間的變化 (a)速度隨時間的變化; (b)能量隨時間的變化Fig.7.When the incident angle is 7 5° , the variations of molecular velocity and energy in the collision with a rough surface: (a) Variation of molecular velocity; (b) variation of molecular energy.

為了研究不同入射條件下, 氣體分子切向動量與表面的適應情況, 按照(3)式對大角度入射時的切向動量適應系數(shù)(TMAC)進行了計算, 結果如圖8 所示, (3)式中 Pit和 Prt分別為氣體分子的入射切向動量和反射切向動量的平均值.

由圖8 中的數(shù)據(jù)可知, 對于光滑表面, 氣體分子的TMAC 隨著入射速度的增大而減小, 直至接近于0, 這說明當入射速度足夠大時, 切向動量不會與表面進行明顯的動量交換, 也就不會發(fā)生顯著的動量轉(zhuǎn)移了, 與上文得出的氣體分子在光滑表面的散射基本滿足鏡面反射的結論相符.當表面粗糙度為0.5 ?時, 氣體分子切向動量與表面的適應程度大幅提升, 但仍表現(xiàn)出隨著入射速度增大而減小的趨勢.隨著表面粗糙度增加到1.0 ?, 不同入射速度下分子的TMAC 都接近于1, 此時氣體分子的切向動量會與表面發(fā)生充分的交換, 這為切向動量向法向的轉(zhuǎn)移創(chuàng)造了條件.圖9 為不同表面條件下, 能量的損失率隨入射速度的變化.可以看出,動能損失率都會隨入射速度的增加而增大, 但當速度增大到一定值后, 能量損失率就不再繼續(xù)變化了, 與入射極角為 5°時不同, 入射角為 7 5°時, 粗糙度的值會對氣體分子在表面上的能量耗散產(chǎn)生顯著的影響, 粗糙度越大, 總動能的損失也就越大.

圖9 以 7 5° 極角入射時, 氣體分子在不同粗糙表面的能量損失率Fig.9.Energy loss rate of gas molecules on different rough surfaces when the incident polar angle is 7 5°.

4 結 論

本文對兩種入射角度下氣體分子動量和能量分量之間的轉(zhuǎn)化進行了研究, 并考察了壁面粗糙度和入射速度對轉(zhuǎn)化機制的影響.當以接近垂直的角度與壁面碰撞時, 氣體分子切向和法向的動量都會發(fā)生損失, 而法向的能量會向切向轉(zhuǎn)移, 并且當分子速度較大時(≥ 2.0)其轉(zhuǎn)移的比率受分子入射能量和表面粗糙度的影響不明顯.氣體分子在散射后總能量的損失會隨入射速度的增加而增大, 而不會隨著表面粗糙度的變化產(chǎn)生明顯差異.當氣體分子以 7 5°入射時, 壁面的粗糙度會對分子動量和能量的轉(zhuǎn)化機制產(chǎn)生顯著的影響.在與光滑壁面碰撞之后, 氣體分子的動量和能量值都基本保持不變, 只是動量的方向發(fā)生了反轉(zhuǎn), 其運動狀態(tài)接近于鏡面反射, 動量、能量分量之間的轉(zhuǎn)化不明顯.而粗糙度的引入則使氣體分子與表面之間的適應程度增強, 促進了分子切向動量和動能向法向的轉(zhuǎn)移.大角度入射時, 分子總能量的損失對入射速度的變化不敏感, 但是會隨著粗糙度的增大而發(fā)生明顯的增加.本文所做的工作不僅是對氣體-表面相互作用機理的部分揭示, 還可以為稀薄氣體流動和氣體-表面相互作用的高保真模擬提供有益的參考.