非對稱納米通道內(nèi)流體流動與傳熱的分子動力學?

王勝 徐進良 張龍艷

(華北電力大學,低品位能源多相流與傳熱北京市重點實驗室,北京 102206)

非對稱納米通道內(nèi)流體流動與傳熱的分子動力學?

王勝 徐進良?張龍艷

(華北電力大學,低品位能源多相流與傳熱北京市重點實驗室,北京 102206)

非對稱浸潤性,速度滑移,溫度階躍,粗糙納米通道

采用分子動力學方法研究了流體在非對稱浸潤性粗糙納米通道內(nèi)的流動與傳熱過程,分析了兩側壁面浸潤性不對稱對流體速度滑移和溫度階躍的影響,以及非對稱浸潤性組合對流體內(nèi)部熱量傳遞的影響.研究結果表明,納米通道主流區(qū)域的流體速度在外力作用下呈拋物線分布,但是納米通道上下壁面浸潤性不對稱導致速度分布不呈中心對稱,同時通道壁面的納米結構也會限制流體的流動.流體在流動過程中產(chǎn)生黏性耗散,使流體溫度升高.增強冷壁面的疏水性對近熱壁面區(qū)域的流體速度幾乎沒有影響,滑移速度和滑移長度基本不變,始終為鎖定邊界,但是會導致近冷壁面區(qū)域的流體速度逐漸增大,對應的滑移速度和滑移長度隨之增大.此時,近冷壁面區(qū)域的流體溫度逐漸超過近熱壁面區(qū)域的流體溫度,流體出現(xiàn)反轉溫度分布,流體內(nèi)部熱流逆向傳遞.隨著兩側壁面浸潤性不對稱程度增加,流體反轉溫度分布更加明顯.

1 引 言

近年來,納米通道內(nèi)流體的流動與傳熱規(guī)律受到人們越來越多的重視.在微納系統(tǒng)中,物質(zhì)輸運和能量傳遞均發(fā)生在一個受限的微小空間內(nèi),微納尺度效應導致界面上出現(xiàn)了許多不同于常規(guī)尺度的現(xiàn)象.液體在納米通道中流動時,固液界面處會出現(xiàn)速度滑移現(xiàn)象.Nagayama和Cheng[1]及Zhang等[2]對納米通道內(nèi)的Poiseuille流動進行了研究,發(fā)現(xiàn)壁面浸潤性和驅(qū)動力會影響固液界面邊界條件.當固液相互作用較弱時,在界面處將會出現(xiàn)很明顯的速度滑移,隨著固液相互作用增大,速度滑移不斷減小.曹炳陽等[3,4]對納米通道內(nèi)的Couette流動進行了研究,發(fā)現(xiàn)界面上的滑移速度隨著液體與固體表面勢能作用的增強而減小.固體表面潤濕性不同,固液邊界可能發(fā)生滑移、無滑移與負滑移等現(xiàn)象.徐超等[5]發(fā)現(xiàn),流體溫度以及壁面吸引力強度對滑移速度影響較大.壁面吸引力不同,流體溫度對密度分布的影響規(guī)律不同,從而導致對滑移速度的影響規(guī)律也不一致.

流體在納米通道中的傳熱過程也存在類似界面現(xiàn)象,在界面上會出現(xiàn)溫度階躍.從微觀角度而言,認為這種界面現(xiàn)象的產(chǎn)生是因為界面兩側的材料在電子或者聲子輸運方面的性質(zhì)不同,界面上的能量傳遞主要依靠載熱子,一般材料中的載熱子為電子或者聲子.界面兩側材料的輸運性質(zhì)不同,攜帶能量的載熱子在穿過界面時會發(fā)生散射,無法全部穿過界面,相當于界面阻礙了熱量輸運,溫度分布出現(xiàn)階躍.近年來,眾多學者紛紛采用分子動力學方法對界面溫度階躍現(xiàn)象展開研究.Kim等[6,7]發(fā)現(xiàn)界面上的溫度階躍不僅受固液之間相互作用強度影響,還依賴于墻體的剛度.當固液相互作用較強時,界面?zhèn)鳠岬玫綇娀?從而使界面熱阻降低.墻體剛度越大,界面熱阻越大.Barisik和Beskok[8]在研究水硅界面熱阻時發(fā)現(xiàn),當固液相互作用較強時,硅壁面溫度不僅影響界面處的聲子傳輸,還影響近壁面處水的密度分布,界面熱阻隨著壁面溫度升高而增加;當固液相互作用較弱時,壁面溫度不影響近壁面處水的密度分布,熱阻長度隨著壁面溫度升高而減小.

實際上,固體表面即使在原子尺度下也不可能是完全光滑的,表面粗糙度分布直接影響固液界面處的速度滑移和溫度階躍[9].Yang[10]發(fā)現(xiàn)表面粗糙度會抑制固液界面處的速度滑移.相比于光滑表面,阻力的增加會導致粗糙表面上呈現(xiàn)無滑移或者鎖定邊界現(xiàn)象.Zhang和Chen[11]在研究Couette流動的過程中發(fā)現(xiàn),相比于光滑表面,無論流體橫向或縱向流動,粗糙表面都會額外損失能量,導致界面速度減小.壁面粗糙度增加時,近壁面區(qū)域流體流動更加不規(guī)則,速度滑移長度逐漸減小.Wang和Keblinski[12]分析了壁面浸潤性和表面粗糙度對固液界面上傳熱的影響,結果表明,粗糙表面的親疏水性發(fā)生轉換時,界面熱阻會出現(xiàn)突變.

固液界面處的速度滑移與溫度階躍都是十分重要的界面現(xiàn)象,多數(shù)情況下在界面輸運過程中都是單獨考慮,很少涉及流動與傳熱之間的耦合,因此對速度滑移與溫度階躍進行耦合模擬具有重要意義.Sun等[13,14]發(fā)現(xiàn)滑移長度與熱阻長度之間的關系與壁面浸潤性有關.當固液相互作用力較弱時,熱阻長度隨滑移長度單調(diào)增加,當固液相互作用較強時,熱阻長度不隨滑移長度變化.張程賓等[15]主要研究了粗糙表面對流體流動與傳熱過程的影響,發(fā)現(xiàn)表面粗糙度的存在使得流體剪切流動產(chǎn)生了額外的黏性耗散,使粗糙納米通道內(nèi)的流體速度小于光滑通道,溫度水平高于光滑通道,并且粗糙表面的速度滑移與溫度階躍均小于光滑表面.

綜上所述,目前研究流動換熱規(guī)律的納米通道都是對稱系統(tǒng),如納米通道上下壁面浸潤性或溫度相同等.仿生學領域的研究引起學者對非對稱功能性材料的廣泛關注[16,17],尤其是不對稱系統(tǒng)所產(chǎn)生的異常行為[18,19].本文建立液體在兩側壁面浸潤性不對稱的粗糙納米通道內(nèi)流動的分子動力學模型,研究了兩側壁面浸潤性不對稱對流體速度分布、溫度分布、速度滑移、溫度階躍以及流體內(nèi)熱流的影響,分析不同浸潤性組合的粗糙納米通道內(nèi)流體的流動換熱耦合規(guī)律,特別是流體內(nèi)部熱流的變化.模擬采用開源分子動力學模擬軟件LAMMPS實現(xiàn),原子位型可視化采用OVITA軟件實現(xiàn).

2 物理模型及模擬細節(jié)

模擬的納米通道內(nèi)液體流動的分子動力學模型如圖1(a)所示.模擬體系的尺寸為Lx×Ly×Lz=17.15σ×11.3σ×21.2σ,液體處于兩塊平行固體壁面之間.上下固體壁面均存在納米結構,壁面之間的間距H為16σ.通過給每個液體原子施加平行于平板的驅(qū)動力F,促使液體沿x方向流動,類似于在重力作用下的流動.整個模擬體系在x,y方向上施加周期性邊界條件,z方向上為固定邊界條件.

液體氬原子之間的相互作用采用Lennard-Jones(LJ)勢能模型,表達式為

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

式中r為原子間的距離,σ為尺寸參數(shù),ε為能量參數(shù).液體氬原子之間的尺寸參數(shù)σ=0.3405 nm,能量參數(shù)ε=1.670×10?21J,原子質(zhì)量m=6.69×10?23g.固體原子之間的相互作用也采用LJ勢能模型,此時固體原子之間的尺寸參數(shù)σs=0.73σ=0.2475 nm,能量參數(shù)εs=50ε=8.35×10?20J,忽略電子之間的相互作用力.至于固體和液體之間的相互作用力,需要對LJ勢能模型進行修正,

根據(jù)Lorentz-Berthelot混合規(guī)則,固液原子之間的尺寸參數(shù)σsl=(σ+σs)/2,能量參數(shù)和β為勢能系數(shù),改變系數(shù)α和β可以改變固體與液體之間的相互作用力.熱壁面設為親水性表面,勢能系數(shù)α=0.14,β=1.0.冷壁面的勢能系數(shù)α=0.14,通過冷壁面勢能系數(shù)β分別取0.1,0.2,0.3,0.4,0.5,0.6來研究兩側壁面浸潤性不對稱對通道中流體速度滑移和溫度階躍的影響.勢能系數(shù)β越大,壁面親水性越強,疏水性越弱[1].為減少計算量,取截斷半徑rc=2.5σ,對于距離超過2.5σ的原子,其相互作用忽略不計.

模擬過程中,液體原子按照面心立方結構(FCC)排列, 密度設為ρlσ3=0.78,對應的晶格常數(shù)為1.72σ.壁面原子也按照 FCC排列,并使其 (111)晶面與流體原子相接觸,壁面密度設為ρs=3.35ρl,其中ρl為液體數(shù)密度. 如圖1(a)所示,壁面每一側有8層固體原子,靠近流體區(qū)域的4層固體原子構成熱浴原子,與流體區(qū)域進行熱量傳遞.為控制壁面的溫度,壁面最外層布置4層虛擬原子,以模擬其無限大勢場.虛擬原子仍按照(111)晶面排布,最外層虛擬原子為固定原子,運行過程中使原子固定在晶格位置處靜止不動,以便維持整個系統(tǒng)的穩(wěn)定.冷壁面和熱壁面存在的納米結構如圖1(b)所示,納米結構寬度b為3.261σ,高度h為2.658σ,對應位置之間的距離s為5.706σ.固體壁面原子通過彈簧力束縛在初始位置,彈簧系數(shù)的大小反映了固體壁面原子熱振動程度[20].

采用Velocity-Verlet算法求解運動方程,時間步長取為Δt=0.001τ,其中τ=(mσ2ε?1)1/2為LJ約化時間常數(shù).首先,采用正則系綜(NVT)控制整個系統(tǒng)溫度T=0.827ε/kB,模擬系統(tǒng)達到平衡狀態(tài)時,所有流體原子速度遵循高斯分布.采用Langevin熱浴控制冷壁面溫度T=0.827ε/kB,熱壁面溫度T=0.992ε/kB,對液體沿x方向施加驅(qū)動力F=0.02ε/σ驅(qū)動其在通道內(nèi)形成流動,達到穩(wěn)定后統(tǒng)計相關結果.

模擬中為了統(tǒng)計納米通道中各個物理參數(shù),將沿z方向且平行于xy平面的流體計算區(qū)域分為n層.則在第JP—JQ個時間段內(nèi),第k層(1≤k≤n)區(qū)域流體的粒子密度為

式中Nk為第k層液體區(qū)域粒子數(shù)目,Δz為各液體分層的厚度,A為液體計算區(qū)域在x,y方向上的面積,A=Lx×Ly.

在第JP—JQ個時間段內(nèi),第k層(1≤k≤n)區(qū)域流體沿x方向的平均速度為

式中為粒子i在j時間步沿x方向的速度.

在第JP—JQ個時間段內(nèi),第k層(1≤k≤n)區(qū)域流體的溫度為

式中a代表x,y和z三個方向,在穩(wěn)定狀態(tài)下uy和uz為0.

流體區(qū)域的熱流密度計算公式為

式中?為流體體積;N為流體原子數(shù)目;ei為原子i的總能量,包括動能和勢能;Fij為原子i與原子j之間的相互作用力;vi為原子i的速度;rij為原子i與原子j之間的距離.整個模擬過程中統(tǒng)計熱流時,會存在波動.

固液界面處的滑移規(guī)律可以由滑移長度ls描述,計算公式為

式中Δus為固液界面處的滑移速度,?u/?z|s為固液界面處流體的速度梯度.ls＞0為滑移邊界條件;ls=0為無滑移邊界條件;ls＜0為鎖定邊界條件.

類似于速度滑移長度的定義,溫度階躍長度lK可定義為

式中ΔT為固液界面處的溫度階躍,?T/?z|s為固液界面處流體的溫度梯度.如果固體壁面存在納米結構,則假定固液之間的理論界面處于納米結構的中心線位置.

3 結果與討論

3.1 密度分布

圖2所示為納米通道內(nèi)流體沿z方向的密度分布,橫坐標表示沿z方向的高度,長度單位為σ,縱坐標為無量綱數(shù)密度ρ?=ρσ3,可以直觀地顯示納米通道內(nèi)流體分布的微觀特征.圖中兩側淡灰色部分表示壁面納米結構,虛線表示固液之間的理論界面.固體與液體之間勢能作用的影響域為納米量級,因此固體只影響流體原子在近壁面區(qū)域的分布特性.圖2結果顯示,近壁面區(qū)域流體密度分布出現(xiàn)明顯的振蕩現(xiàn)象,表明該區(qū)域的流體產(chǎn)生了分層,密度是不均勻的.在通道中心的主流區(qū)域,流體受固體壁面的影響較小,密度分布趨近于一致,僅在恒定值附近小幅度波動.熱壁面與冷壁面的浸潤性不一致,將會導致納米通道內(nèi)流體密度分布不對稱.且近熱壁面區(qū)域流體密度分布的波動幅度比近冷壁面區(qū)域的流體密度分布波動幅度大.保持熱壁面親水性不變,通過改變冷壁面的勢能系數(shù)β來改變冷壁面的浸潤性.結果發(fā)現(xiàn),由于勢能作用的影響范圍較小,冷壁面浸潤性的變化基本不影響近熱壁面區(qū)域流體的密度分布.但是對于近冷壁面區(qū)域的流體而言,隨著勢能系數(shù)β的增大,流體密度分布的波動幅度明顯增大,而且各分層波峰的位置逐漸向壁面方向發(fā)生偏移.這是因為隨著勢能系數(shù)β的增大,固液之間的相互作用力增強,越靠近壁面的流體原子越容易被束縛,從而無法自由移動,該區(qū)域的流體密度增加,引起各分層波峰位置更加靠近壁面.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)不同冷壁面勢能系數(shù)β下流體沿z方向的密度分布Fig.2.(color online)Density pro fi les in the z-direction with different cold interface coefficient β.

3.2 速度分布和溫度分布

納米通道表面納米結構和浸潤性會改變近壁面區(qū)域內(nèi)流體的密度分布,對受限空間內(nèi)流體的流動換熱過程具有顯著的影響.圖3(a)縱坐標為無量綱速度u?=uτ/σ,表示納米通道中流體沿z方向的速度分布,圖3(b)表示納米通道中冷熱壁面處固液界面滑移速度隨冷壁面勢能系數(shù)β的變化規(guī)律.圖3(a)結果顯示,在納米通道中心的主流區(qū)域,流體的速度呈拋物線分布,但是熱壁面與冷壁面的浸潤性不一致,導致流體的速度分布不呈中心對稱.圖中淡灰色表示納米通道壁面的納米結構,虛線為固液之間的理論界面.表面的粗糙結構將阻礙流體原子的流動,使流體難以從粗糙結構槽中進入主流區(qū)域,因此可以發(fā)現(xiàn),粗糙結構槽深處的流體速度幾乎為零.熱壁面呈現(xiàn)親水性,固體將會束縛近熱壁面區(qū)域的流體原子,同時壁面納米結構阻礙流體原子流動,導致該區(qū)域流體速度相對較小,冷壁面的浸潤性發(fā)生變化基本不影響近熱壁面區(qū)域的流體速度分布,因此熱壁面?zhèn)鹊幕扑俣缺３植蛔?冷壁面呈現(xiàn)疏水性,固體對液體的約束能力相對較弱,存在速度滑移,而且隨著冷壁面勢能系數(shù)β的增加,冷壁面的疏水性逐漸減弱，向親水性轉變,近冷壁面區(qū)域流體速度逐漸下降,滑移速度也隨之下降.

外力驅(qū)動流體在納米通道內(nèi)流動,流體與流體之間的剪切作用和界面處流體與固體之間的摩擦作用都會引起黏性耗散,產(chǎn)生的熱量將導致納米通道內(nèi)流體的溫度升高,甚至超過兩側壁面溫度,這些熱量將通過界面向壁面處傳遞.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)(a)不同冷壁面勢能系數(shù)β下流體沿z方向的速度分布;(b)界面滑移速度受冷壁面勢能系數(shù)β的影響Fig.3.(color online)(a)Velocity pro fi les in the z-direction with different cold interface coefficient β;(b)e ff ect of cold interface coefficient β on the slip velocity.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)(a)不同冷壁面勢能系數(shù)β下流體沿z方向的溫度分布;(b)界面階躍溫度受冷壁面勢能系數(shù)β的影響Fig.4.(color online)(a)Temperature pro fi les in the z-direction with different cold interface coefficient β;(b)e ff ect of cold interface coefficient β on the jump temperature.

圖4(a)中縱坐標為無量綱溫度T?=TkB/ε,表示納米通道內(nèi)流體沿z方向的溫度分布,圖4(b)給出了界面階躍溫度隨冷壁面勢能系數(shù)β的變化規(guī)律.從圖4(a)可以看出,隨著冷壁面勢能系數(shù)β減小,冷壁面浸潤性減弱,近冷壁面區(qū)域流體的滑移速度增大,剪切作用所產(chǎn)生的熱量增加.同時,增強冷壁面疏水性將會阻礙固體與液體之間的能量傳遞,黏性耗散所產(chǎn)生的熱量難以從該界面處傳遞到壁面,因此納米通道內(nèi)流體的溫度升高.隨著冷壁面勢能系數(shù)β變化,納米通道內(nèi)流體的溫度分布出現(xiàn)反轉現(xiàn)象,即近冷壁面區(qū)域的流體溫度高于近熱壁面區(qū)域的流體溫度.這是因為當冷壁面勢能系數(shù)β較小時,冷壁面疏水性較強,界面熱阻相對較大,阻礙了熱量的傳遞,從而導致近冷壁面區(qū)域的流體溫度大幅度升高,最終超過近熱壁面區(qū)域的流體溫度.正如圖4(b)所示,熱壁面?zhèn)鹊慕缑骐A躍溫度相對較小,冷壁面?zhèn)鹊慕缑骐A躍溫度相對較大.隨著冷壁面勢能系數(shù)β的減小,兩側的界面階躍溫度逐漸增大,但是冷壁面的溫度階躍上升幅度相對較大,從而導致該區(qū)域的流體溫度逐漸超過近熱壁面區(qū)域流體的溫度.

3.3 速度滑移和溫度階躍

固液相互作用強度決定了固體與液體之間的相互作用,從而影響界面上的動量和能量傳遞,圖5給出了粗糙納米通道中的速度滑移長度ls和溫度階躍長度lK隨冷壁面勢能系數(shù)β的變化規(guī)律,其縱坐標單位均為σ.從圖5(a)可以看出,近熱壁面區(qū)域流體的速度滑移長度基本不變,正如之前所說,冷壁面浸潤性的變化不影響近熱壁面區(qū)域的流體速度分布,而且速度滑移長度為負值,說明熱壁面?zhèn)忍幱阪i定邊界條件.冷壁面呈疏水性,固體對液體的約束能力相對較弱,速度滑移長度相對較大,而且速度滑移長度為正值,說明冷壁面處于滑移邊界條件.隨著冷壁面勢能系數(shù)β的增加,壁面親水性增強,固液之間的動量和能量交換更加頻繁,從而減小了界面上的不連續(xù)程度,界面處的速度滑移長度隨之單調(diào)減小.從圖5(b)可以發(fā)現(xiàn),冷壁面浸潤性的變化對兩側固液界面處的溫度階躍長度都有影響.隨著冷壁面勢能系數(shù)β的增加,溫度階躍長度逐漸增大,然后減小,存在極大值,極大值對應于圖4(a)中主流區(qū)域流體溫度分布趨于一致的情況.圖6所示為流體熱流隨冷壁面勢能系數(shù)β的變化關系,縱坐標為無量綱熱流q?=qm1/2σ3/ε3/2.當冷壁面勢能系數(shù)β較小時,流體熱流沿z軸負方向傳遞;當冷壁面勢能系數(shù)β較大時,流體熱流沿z軸正方向傳遞.隨著冷壁面勢能系數(shù)β的減小,流體內(nèi)熱流出現(xiàn)正向傳遞到負向傳遞的轉變，相應的流體溫度分布出現(xiàn)反轉現(xiàn)象.

圖5 流體的(a)速度滑移長度和(b)溫度階躍長度受冷壁面勢能系數(shù)β的影響Fig.5.E ff ect of cold interface coefficient β on(a)velocity slip length and(b)temperature jump length.

圖6 流體的熱流受冷壁面勢能系數(shù)β的影響Fig.6.E ff ect of cold interface coefficient β on heat flux of the fl uid.

4 結 論

本文采用分子動力學方法研究了非對稱浸潤性的粗糙納米通道內(nèi)流體的流動換熱過程,探討了兩側壁面浸潤性不對稱程度對流體速度滑移和溫度階躍的影響,以及不對稱浸潤性組合對流體內(nèi)部熱流傳遞的影響,得到如下結論.

1)在驅(qū)動力的作用下,主流區(qū)域流體的速度沿著z方向呈現(xiàn)拋物線分布,但是兩側壁面浸潤性不對稱導致速度分布不呈中心對稱.流體在靠近不同浸潤性壁面處的密度分布出現(xiàn)明顯差異.靠近親水壁面處,固液相互作用強,密度波動幅度大,流體原子分布密集;靠近疏水壁面處,固液相互作用弱,流體密度波動幅度小,流體原子分布稀疏,這種密度分布的差異性將會影響流體的流動.流體在流動過程中會產(chǎn)生黏性耗散,流體溫度升高,甚至會超過兩側壁面溫度.

2)壁面浸潤性對速度滑移和溫度階躍有十分重要的影響.增強冷壁面的疏水性對近熱壁面區(qū)域的流體速度幾乎沒有影響,滑移速度和滑移長度基本不變,始終呈現(xiàn)鎖定邊界,但是會導致近冷壁面區(qū)域的流體速度逐漸增大,對應的滑移速度和滑移長度隨之增大.同時,兩壁面的溫度階躍隨著冷壁面親水性增強而逐漸減小,但是冷壁面的界面溫度階躍幅度大于熱壁面,導致近冷壁面區(qū)域的流體溫度逐漸超過近熱壁面區(qū)域的流體溫度,流體出現(xiàn)反轉溫度分布,流體內(nèi)部熱流逆向傳遞.隨著兩側壁面浸潤性不對稱程度增加,反轉溫度分布更加明顯.

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5 May 2017;revised manuscript

4 June 2017)

Fluid fl ow and heat transfer in a nanochannel may depart from the traditional behavior due to the scale e ff ect,and the velocity slip and temperature jump at the fl uid-solid interface must be taken into account.A lot of papers about fluid flows in nanochannels with the same wettability at two surfaces have been published.It is necessary to investigate fluid flow and heat transfer in nanochannels with the asymmetric wettability by the molecular dynamics method.The fluid velocity and temperature distributions,interfacial velocity slip and temperature jump in a rough nanochannel are evaluated.The e ff ects of asymmetric wettability on the velocity slip,temperature jump and internal fl uid heat transfer are analyzed.The results indicate that the velocity of the fl uid fl ow under an external force in a nanochannel in a bulk region is of a parabolic distribution,but the parabolic distribution is not centrosymmetric because of the centrosymmetric density pro fi le.The di ff erence in density distribution can a ff ect the fl uid fl ow.Viscous dissipation due to shear fl ow will increase the fl uid temperature.The range that is a ff ected by the interaction between solid and liquid is small.So the wettability of the cold wall hardly a ff ects the velocity of the fl uid near the hot wall,and the slip velocity is almost constant.At this time,the negative slip will take place at the fl uid-solid interface near the hot wall.But the velocity of the fl uid near the cold wall comes up with the increasing hydrophobicity of the cold wall,and the slip velocity increases.The temperature jump on both sides of interface increases with the increasing hydrophobicity of the cold wall,but the degree of temperature jump at a liquid-cold solid interface is higher than that at a liquid-hot solid interface.Then the fluid temperature near the cold wall gradually exceeds the fluid temperature near the hot wall.The internal heat flow of the fl uid will be reversed.The inverted temperature pro fi le of the fl uid will appear.The inverted temperature pro fi le becomes more obvious when the degree of asymmetric wettability increases.

asymmetric wettability,velocity slip,temperature jump,rough nanochannel

(2017年5月5日收到;2017年6月4日收到修改稿)

10.7498/aps.66.204704

?國家自然科學基金(批準號:51436004)資助的課題.

?通信作者.E-mail:xjl@ncepu.edu.cn

?2017中國物理學會Chinese Physical Society

http://wulixb.iphy.ac.cn

PACS:47.61.–k,68.08.–p,68.35.Ct,02.70.NsDOI:10.7498/aps.66.204704*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant No.51436004).?Corresponding author.E-mail:xjl@ncepu.edu.cn