納米結(jié)構(gòu)表面液體沸騰傳熱的分子動力學(xué)模擬

張石重，陳占秀，劉峰瑞，龐潤宇，王清

（河北工業(yè)大學(xué)能源與環(huán)境工程學(xué)院，天津 300401）

隨著電子器件的尺寸不斷微型化，功能高度集成及能耗不斷增加，對其散熱性能要求日趨苛刻，高效散熱方式成為制約電子設(shè)備性能和可靠性的關(guān)鍵問題。池沸騰強化傳熱沒有運動部件，裝置結(jié)構(gòu)簡單，池內(nèi)所需液體量小，適合微型器件狹窄空間內(nèi)的高熱流密度散熱，其相變潛熱比單相冷卻方案高1～3 個數(shù)量級，被視作一種重要的有效冷卻技術(shù)。

微型器件狹窄空間內(nèi)發(fā)生的池沸騰包含復(fù)雜的傳熱與傳質(zhì)過程，加之相變過程的不穩(wěn)定性，增加了對其實驗測試和數(shù)值模擬的困難。付婷采用激光加工和燒結(jié)技術(shù)在金屬表面制作微槽和納米線等不同形狀的納米結(jié)構(gòu)，分析了這些納米結(jié)構(gòu)對沸騰傳熱的影響。Ahn 等實驗研究了液體飽和狀態(tài)下光滑及微結(jié)構(gòu)表面對池沸騰的影響。由于目前加工及測試儀器在時間和空間尺度上的限制，采用實驗測試方法研究微納尺度下相變傳熱依然是具有挑戰(zhàn)的課題之一。

采用數(shù)值模擬成為微納尺度行之有效的方法之一。其中分子動力學(xué)模擬方法是對分子無原則運動不進行任何簡化，是研究原子和分子水平復(fù)雜系統(tǒng)的高級確定性方法之一。其優(yōu)勢在于能夠以原子級精度描述流體的運動特性，確定每一個原子軌跡，有效得出微納尺寸下的傳熱特性，因而成為研究納米尺度系統(tǒng)沸騰現(xiàn)象的重要工具。

諸多學(xué)者利用分子動力學(xué)模擬方法對納米尺度下的沸騰傳熱過程進行研究，Hens等采用分子動力學(xué)模擬研究光滑基底上納米級厚度液態(tài)氬加熱沸騰過程，指出對于處在同一溫度下的不同浸潤性表面，沸騰僅發(fā)生在潤濕性強的表面。類似地，Mao等利用模擬技術(shù)研究了液態(tài)水的加熱過程，觀察到水分子也發(fā)生了與Hens 等的工作中類似的沸騰現(xiàn)象。王艷紅等從能量角度對沸騰現(xiàn)象進行分析，發(fā)現(xiàn)液膜厚度和潤濕性共同影響著相變形式：當(dāng)薄膜厚度較大時，弱的固液間作用力會促進沸騰現(xiàn)象的發(fā)生，當(dāng)厚度較小時，為達到沸騰現(xiàn)象，對壁面提出了更高的溫度和潤濕性要求；由于較低的Kapitza 熱阻，在同一壁面溫度下，潤濕性強的系統(tǒng)溫度梯度更大，在更短時間內(nèi)有氣泡產(chǎn)生。

學(xué)者們也對固體壁面上增加微結(jié)構(gòu)強化沸騰傳熱進行了研究。Chen 等采用分子動力學(xué)（molecular dynamics，MD）模擬了凹槽為“V 形”和“柱形”及潤濕性對池沸騰液膜上氣泡成核行為的影響，發(fā)現(xiàn)凹槽結(jié)構(gòu)加速了初始氣泡成核時間。Diaz等研究了納米柱在水平銅基底上氬膜的蒸發(fā)及池沸騰傳熱過程的影響，發(fā)現(xiàn)隨著納米柱間距離的增加，熱流密度隨之增加，最小間距（2.17nm）的熱流密度是最大間距（10.66nm）的63%左右。Liu 等利用Weierstrass-Mandelbrot 函數(shù)生成了隨機粗糙度表面，發(fā)現(xiàn)表面粗糙結(jié)構(gòu)提高了換熱效率并促進了成核。借助于表面納米結(jié)構(gòu)，固體和流體原子之間的熱傳遞變得更加有效。Liu 等通過構(gòu)造凹形半球納米結(jié)構(gòu)表面，并進行液態(tài)氬薄膜在納米結(jié)構(gòu)表面上的沸騰傳熱的MD模擬，發(fā)現(xiàn)納米結(jié)構(gòu)可以有效地增強沸騰傳熱，可以通過增加凹形納米結(jié)構(gòu)的親水性來改善傳熱性能。

本文總結(jié)了實驗及分子動力學(xué)模擬結(jié)果，將池沸騰表面微結(jié)構(gòu)概況表述為凹、凸微結(jié)構(gòu)表面，將液膜放置在設(shè)有凹、凸半球狀納米結(jié)構(gòu)的粗糙表面進行加熱以引發(fā)沸騰過程，并與光滑表面進行比較分析；通過在親水壁面至超疏水壁面7種不同潤濕性的表面構(gòu)建納米結(jié)構(gòu)，揭示納米級凹、凸微結(jié)構(gòu)表面和潤濕性對液膜池沸騰的綜合影響過程。

1 物理模型介紹及模擬細節(jié)

本文采用液氬作為傳熱工質(zhì)，主要原因是氬以單原子形式存在，氬與氬僅有范德華力作用，沒有分子間不對稱相互作用、氫鍵作用及分子間纏繞等，分子振動及碰撞運動單一，反映分子間流動與傳熱過程簡單，很多學(xué)者也采用液氬作為流動與傳熱工質(zhì)。池沸騰模型中固體壁面以鉑（Pt）原子構(gòu)建，構(gòu)建的池沸騰結(jié)構(gòu)尺寸參考相關(guān)文獻[12-19]，計算的體系中凹、凸結(jié)構(gòu)更小，適用于更小的納米結(jié)構(gòu)對傳熱的影響，同時將固-液間的作用力范圍拓展為超親水到超疏水狀態(tài)。

1.1 物理模型

建立如圖1 所示的模擬區(qū)域，該模擬體系為L×L×L=7.056nm×7.056nm×50.176nm 的 長 方 體 盒子，由固、液和蒸氣區(qū)域組成。固壁采用Pt原子，依照面心立方結(jié)構(gòu)（FCC）的排列方式構(gòu)建池沸騰底部金屬基板，晶格常數(shù)為0.392nm。按照從下至上的順序，固體基板分別被設(shè)置為固定用外部原子、熱源和接觸墻3個部分，分別起著預(yù)防基底形變、提供熱源和進行能量交換的作用。固體壁面分為3種結(jié)構(gòu)表面，分別為平面、凸半球納米結(jié)構(gòu)表面及凹半球納米結(jié)構(gòu)表面。對于光滑表面，其固體厚度為=3.136nm，液膜厚度為=5.096nm；對于含凸起半球納米結(jié)構(gòu)的粗糙表面，固體平面的厚度設(shè)置為=2.744nm，液膜厚度=5.488nm，納米結(jié)構(gòu)半徑=1.96nm；對于含凹陷半球納米結(jié)構(gòu)的粗糙表面，固體平面厚度=3.528nm，液膜厚度=4.9nm，納米結(jié)構(gòu)半徑=1.96nm；以上液膜厚度均指液體頂層到平面部分的距離。這些設(shè)置保證了氬原子數(shù)量在7609 上下，其差距不超過7.5‰。改變壁面厚度及液膜厚度使得氬原子數(shù)保持基本不變，由于固體壁面導(dǎo)熱層設(shè)置較厚且液膜改變較小，這些改動不會對模擬結(jié)果造成影響。

圖1 物理模型結(jié)構(gòu)示意圖

1.2 力場選擇及參數(shù)設(shè)置

將彈簧力施加于固體鉑原子，使其被約束在初始位置。工質(zhì)選用氬原子，其性質(zhì)穩(wěn)定，勢函數(shù)簡單，在沿模擬框高度方向的最高處設(shè)置反射墻以確保粒子不會丟失。將Lennard-Jones 勢能（12-6 勢能）模型應(yīng)用于氬原子、鉑原子之間的相互作用力的計算，其中截斷半徑設(shè)置為1.19nm。在本文所有模擬中，基底厚度都超過了其截斷半徑距離，這保證了壁面厚度不會影響模擬結(jié)果。L-J（12-6）勢能函數(shù)如式(1)所示。

式中，r為計算粒子對之間的間隔距離。在計算氬-氬原子對之間的相互作用力時，兩個參數(shù)選擇為=0.0104eV，=0.3405nm；當(dāng)計算固體-固體原子對之間的相互作用力時，選取=0.52eV，=0.2475nm。

固體和液體、氣體之間的L-J 參數(shù)由Lorentz-Berthelot 混合法則進行求解，并使用調(diào)節(jié)系數(shù)對其進行調(diào)節(jié)，從而獲得不同潤濕性壁面。其數(shù)學(xué)形式如式(2)、式(3)所示。

1.3 模擬過程

圖2 密度法計算接觸角示意圖

表1 不同潤濕性表面參數(shù)

整個模擬過程分為3 個階段進行。首先利用Nose-Hoover 熱浴法進行85K 的熱浴，這個階段選取系綜為正則系綜（NVT）并使用共軛梯度法對系統(tǒng)能量進行最小化處理，能量公差和力公差均設(shè)置為10，保證系統(tǒng)達到穩(wěn)定狀態(tài)且粒子速度遵循麥克斯韋速度分布。積分時間步長選擇為5fs，進行了3ns 的計算使系統(tǒng)穩(wěn)定；隨后撤去整體溫度控制，利用Langevin 控溫將基板溫度繼續(xù)控制在85K，同時應(yīng)用微正則系綜（NVE）對全部氬原子進行更新，此過程將會持續(xù)1ns，在模擬過程中監(jiān)測整個系統(tǒng)的溫度、壓力和能量變化，確保系統(tǒng)在該過程結(jié)束之前達到平衡狀態(tài)，此過程為弛豫過程，保證加熱開始前的初始狀態(tài)；最后一階段利用Langevin恒溫器將熱源原子在15ns時間內(nèi)以43K/ns的升溫速率進行升溫，其余原子在NVE 環(huán)境下進行更新。

2 結(jié)果與討論

2.1 加熱相變過程

弛豫后壁面上液態(tài)氬層的分布狀態(tài)如圖3 所示。對于光滑平面和凸半球納米結(jié)構(gòu)表面，所用工況下的形態(tài)近似，但是隨著接觸角增大，固壁與液氬的距離增大。對于凹半球納米結(jié)構(gòu)表面，潤濕性較強的E-case1 至E-case4 工況下，其凹槽內(nèi)充滿工質(zhì)氬；但是隨著接觸角增大，即在潤濕性較弱的E-case5 至E-case7 工況下，其凹槽內(nèi)已不再含有工質(zhì)氬，液氬與固壁間形成部分空腔，如圖3(c)所示，說明不同潤濕性下固壁與液體層的初始狀態(tài)不同。

圖3 不同壁面工況下的初始狀態(tài)

對上述初始狀態(tài)的液氬層進行加熱，加熱過程液氬沸騰快照如圖4所示，對此池沸騰過程中起始沸騰時間進行統(tǒng)計，通過質(zhì)心位置確定沸騰起始時間，即每隔固定時間取一次液體質(zhì)心位置，取=+ ?，此過程上升距離為?=-，當(dāng)時間周期為t～t時，h- h< 0.2nm；同時在時間周期為t～t時，h- h> 0.2nm，認為t時刻為沸騰現(xiàn)象發(fā)生的沸騰起始時間。統(tǒng)計起始沸騰時間如表2所示。

表2 平面、凹、凸結(jié)構(gòu)表面各工況起始沸騰時間

對于接觸角小即潤濕性較強的E-case1、Ecase2、E-case3工況，液氬受熱后發(fā)生爆炸沸騰呈現(xiàn)大致相同的過程，如圖4(a)、(b)、(c)所示，在Ecase1的強親水潤濕性下，光滑平面起始沸騰發(fā)生在2.7ns左右，凸半球納米結(jié)構(gòu)表面和凹半球納米結(jié)構(gòu)表面起始沸騰時間分別是2.25ns和2.175ns；對比親水條件下逐漸減弱的E-case1、E-case2、E-case3工況，平面上液氬沸騰起始時間由2.7ns 左右逐漸延長為5.4ns 左右，凸半球納米結(jié)構(gòu)表面起始沸騰時間由2.25ns左右逐漸延長為4.6ns左右，凹半球納米結(jié)構(gòu)表面起始沸騰時間由2.175ns 左右逐漸延長為4.35ns左右，說明在親水條件下，相同結(jié)構(gòu)的表面，潤濕性減弱延后了氣泡出現(xiàn)的起始時間；對于同一潤濕性下平面和含凸、凹半球納米結(jié)構(gòu)的三種親水性表面，在E-case1親水工況下，凹半球納米結(jié)構(gòu)表面發(fā)生沸騰所需時間最快，凸半球納米結(jié)構(gòu)表面次之，平面所需時間最長，說明添加納米結(jié)構(gòu)會促進氣泡提前發(fā)生，縮短起始沸騰時間。

疏水工況下E-case4、E-case5 如圖4(d)和(e)所示，含凸半球納米結(jié)構(gòu)表面出現(xiàn)氣泡早于含凹半球納米結(jié)構(gòu)表面，平面還是最晚，與親水E-case1、E-case2、E-case3 工況不同；E-case4 工況下三種表面均早于E-case5 工況下三種表面；超疏水Ecase6及E-case7，平面和含凹半球納米結(jié)構(gòu)表面都在10.75ns 有氣泡產(chǎn)生，可以計算到起始沸騰時間點，而含凸半球結(jié)構(gòu)表面氣泡產(chǎn)生時間點不明顯；對于更為疏水工況E-case7，加熱至計算完成，只有平面上有氣泡產(chǎn)生，約在12.8ns，含凹、凸半球納米結(jié)構(gòu)表面均沒有明顯的氣泡產(chǎn)生，液膜離開固壁的距離也很小，主要表現(xiàn)為液膜上部氬原子蒸發(fā)過程。

圖4 不同工況壁面快照信息

2.2 相變過程中氣相分子數(shù)的變化

本文采用Maroo 等判定氣態(tài)原子的方法判斷加熱過程中氣相分子數(shù)量，以某原子為中心確定其周圍5.3nm半徑球體內(nèi)氬原子數(shù)目，當(dāng)該原子周圍有不超過7 個氬原子時，認為該原子處于氣體狀態(tài)。通過這種方法計算了上述工況下的氣態(tài)原子占比，如圖5所示，其數(shù)值上等于氣態(tài)原子數(shù)目與總的氬原子數(shù)目之比。

圖5 不同表面加熱過程氣態(tài)原子所占比例

圖5所示為加熱過程中氣態(tài)原子生成分數(shù)，曲線斜率表示氣態(tài)原子生成速率。由圖5發(fā)現(xiàn)氣態(tài)原子變化可以分為兩個階段，曲線拐點位置在起始沸騰時間點附近。第一階段是開始加熱過程，氣態(tài)氬原子上升速度很快，氣態(tài)氬逐漸擺脫液氬層進入氣體空間，說明在此階段液氬層原子在固壁附近吸熱，固壁的熱量通過液氬層傳遞到其上層氬原子，上層氬原子吸熱后以蒸發(fā)方式進入氣體空間；第二階段是沸騰加熱過程，氣體分子數(shù)也在增加，但是增速減緩，直至全部液體原子加熱后轉(zhuǎn)變?yōu)闅鈶B(tài)原子，之后氣態(tài)原子不再增加，曲線不再上升，Ecase1至E-case4工況下在計算時間內(nèi)液氬全部轉(zhuǎn)變?yōu)闅鈶B(tài)氬；曲線隨著潤濕性減弱，拐點位置逐漸下移，說明潤濕性減弱，液態(tài)原子轉(zhuǎn)換為氣態(tài)原子的速度也隨之降低，E-case5 至E-case7 工況下在計算時間內(nèi)液氬未全部轉(zhuǎn)變?yōu)闅鈶B(tài)氬，且對于超疏水E-case6 和E-case7，液氬轉(zhuǎn)變?yōu)闅鈶B(tài)氬的數(shù)量未超過30%。對比三種表面上氣態(tài)氬生成速度，Ecase1至E-case4工況下，含凹半球微結(jié)構(gòu)表面略大于凸半球微結(jié)構(gòu)表面，兩者都大于平面；而對于E-case5 工況，三種表面上氣態(tài)生成速度相差不大，對于E-case6 和E-case7，平面速度最快，含凹半球微結(jié)構(gòu)表面次之，凸半球微結(jié)構(gòu)表面最慢。

2.3 不同工況下氬膜層溫度變化

溫度變化曲線如圖6～圖8所示，溫度曲線的斜率反映了液氬層升溫速率。圖6 是親水工況Ecase1 至E-case3 下液氬層溫度隨時間的變化趨勢，溫度曲線變化過程中也有拐點，此拐點位置也在起始沸騰時間點附近。相同親水工況下均顯示出含凹半球納米結(jié)構(gòu)表面上液氬溫度最高，升溫速率最快，含凸半球納米結(jié)構(gòu)表面次之，平面工況中液氬溫度最小和升溫速率最慢的順序，說明相同親水情況下納米結(jié)構(gòu)的存在能夠強化換熱，但潤濕性占據(jù)主要影響因素，這與前人的研究結(jié)果一致。

圖6 親水壁面溫度隨時間變化情況

溫度曲線也可分為兩段，曲線轉(zhuǎn)折發(fā)生也在起始沸騰時間點附近（約2.7ns），強親水工況Ecase1 與E-case2 和E-case3 比較，溫度升高轉(zhuǎn)折變化比較明顯，反映了起始沸騰前液氬在固壁附近的快速升溫過程；發(fā)生起始沸騰后，液氬層離開壁面，是升溫速率減慢的過程。E-case1 至E-case3工況，隨著潤濕性減弱，升溫速度減緩，凸半球微結(jié)構(gòu)表面升溫速率最快，凹半球微結(jié)構(gòu)表面次之，平面最弱。

圖7 顯示了疏水E-case4 和E-case5 工況下液氬層溫度隨時間變化趨勢，兩種工況下溫度曲線均有轉(zhuǎn)折點，也在起始沸騰時間點附近。E-case4 工況下三種表面上兩個階段的變化趨勢比較相近，凹、凸半球納米結(jié)構(gòu)表面有溫度交叉，在4.5ns之前顯示出＞＞的溫度排序；而在4.5ns之后，如插圖P2-Concave-E-case4所示情況，由于納米凹槽初始狀態(tài)有液氬原子，三種表面溫度變化相差不大。而對于接觸角為132.72°的E-Case5工況，開始階段凸半球納米結(jié)構(gòu)表面溫度升高領(lǐng)先，而由于凹、凸槽內(nèi)液氬原子蒸發(fā)逃逸，使得平面上液氬層的溫度升高變快，超過凹、凸槽上液氬溫度。

圖7 疏水壁面溫度隨時間變化情況

圖8顯示了接觸角在150°～180°的超疏水E-case6和E-case7 工況下液氬層溫度隨時間的變化趨勢，三種表面上溫度曲線轉(zhuǎn)折也在起始沸騰時間點附近，與前面快照圖4相符。這種超疏水情況，整體溫升情況都比較差，加上初始時刻凹、凸半球納米結(jié)構(gòu)表面便存在空隙（氣泡），直至計算完成，最高溫升在115K 范圍內(nèi)。超疏水表面出現(xiàn)的氣泡（氣體層）初始時刻便存在，不是加熱過程形成的，在強疏水表面上固-液間作用力非常小，液氬難以完全浸潤壁面，該氣體層的出現(xiàn)是固-液弱相互作用力導(dǎo)致，壁面上能量傳遞效率很低，加熱產(chǎn)生氣泡出現(xiàn)較晚。這與“壁面越親水傳熱效果越好氣泡出現(xiàn)越早”是不同的。比較親水、輸水表面上的溫升最大相差45K，并且平面上溫升大于含微結(jié)構(gòu)表面上的溫升，呈現(xiàn)出>>。加熱過程結(jié)束，液體溫度只是從85K提高到100～110K，再一次說明了超疏水表面不適用于強化傳熱過程。

圖8 超疏水壁面溫度隨時間變化情況

2.4 不同工況下氬原子熱流密度變化

熱流密度參考了Liu 等的做法，使用氬原子總能量的變化與液態(tài)氬薄膜的橫截面積的商來獲得熱流密度，即= ?(?·)。式中，和分別表示整個系統(tǒng)氬原子能量增量和系統(tǒng)加熱方向的截面面積，選取的截面積均為底面面積。將熱流密度隨時間的變化曲線記錄在圖9～圖11 中。對于光滑的強潤濕性表面，利用本文模擬程序，按照前人的成果中的相應(yīng)參數(shù)進行模擬驗證，得到的熱流密度趨勢與上述文獻一致，且熱流密度峰值約為0.00305eV/(ps·nm)和0.00312eV/(ps·nm)，與 兩 種熱流密度峰值0.003eV/( ps·nm)和0.00306 eV/( ps·nm)相差分別為1.67%和1.96%，驗證了本文模擬程序的準(zhǔn)確性。

圖9 所示為親水E-case1、E-case2、E-case3的熱流密度變化曲線，熱流密度變化分為三部分，曲線有兩次轉(zhuǎn)折變化，統(tǒng)計發(fā)現(xiàn)第一個拐點均發(fā)生在起始沸騰時間點之前，第二個拐點在時間方面沒有總結(jié)出明顯特征，但是都在液膜離開固壁2nm以上出現(xiàn)，這個問題本文不做深入討論。

圖9 親水工況熱流隨時間變化

親水E-case1至E-case3工況下，含凹半球納米結(jié)構(gòu)表面上熱流密度峰值出現(xiàn)最早，但與凸半球納米結(jié)構(gòu)表面工況中峰值出現(xiàn)時間相差不大，平面工況中熱流密度峰值出現(xiàn)最晚，這說明存在納米結(jié)構(gòu)能夠強化換熱，強化效果與納米結(jié)構(gòu)有關(guān)；親水E-case1、E-case2、E-case3工況下隨潤濕性減弱，最大熱流密度降低，并且需要花費更多時間到達最高熱流密度點，相應(yīng)的下降熱流密度也表現(xiàn)出相似性質(zhì)。

疏水工況的熱流變化如圖10 所示，疏水Ecase4 工況下熱流密度上升與下降的拐點也發(fā)生在起始沸騰時間點之前，發(fā)生在4ns 附近，直至固-液完全分離后，起始沸騰時間點后，熱流密度才陡然下降。說明在疏水E-case4 下，即使產(chǎn)生氣泡，發(fā)生固-液完全分離，液氬層距離固壁位置也不遠，不像親水表面那樣產(chǎn)生較大能量推動液膜遠離壁面。而工況E-case5初始時刻，液膜與凹陷處就已分離，6.0～7.0ns期間由于底部加熱才發(fā)生固-液分離現(xiàn)象，這歸因于固-液間弱作用力不能完全被液氬浸潤，疏水表面在加熱初始時，凹陷納米結(jié)構(gòu)存在的氣泡核將會阻礙熱量傳遞，導(dǎo)致疏水凹半球納米結(jié)構(gòu)平面的固-液分離時間大幅度延遲。

對于超疏水E-case6和E-case7工況(圖11)，熱流密度小于疏水工況E-case5，也出現(xiàn)上升和下降過程，含凸半球微結(jié)構(gòu)表面表現(xiàn)有異常，在5.875ns 時便出現(xiàn)了氣泡波動，但直至11.435ns 時才發(fā)生固-液分離現(xiàn)象，根據(jù)氣泡質(zhì)心計算，沒有計算得到氣泡起始沸騰點。對于超疏水E-case6和E-case7 工況，由于強疏水性導(dǎo)致壁面對氬原子束縛力很小，升高的溫度對其稍加擾動，便會產(chǎn)生氣泡，出現(xiàn)的氣體核反而阻礙了熱量傳遞，導(dǎo)致液膜上層溫度較低，無法產(chǎn)生足夠的啟動壓力，導(dǎo)致固-液分離現(xiàn)象出現(xiàn)較晚。

圖11 超疏水工況熱流隨時間變化

2.5 影響傳熱因素及其機理分析

計算過程中發(fā)現(xiàn)，勢能分布與固-液界面的潤濕性相關(guān)，故提取超親水和超疏水兩個工況下初始時刻的勢能部分展示在圖12中，為了對比明顯，將標(biāo)度統(tǒng)一到-0.12～0eV；統(tǒng)計壁面附近原子的數(shù)密度并將其記錄在圖13 中?？梢钥吹綕櫇裥暂^強的壁面的勢能顯著大于潤濕性弱的壁面。同樣壁面親水性強會吸附更多的原子；凹半球納米結(jié)構(gòu)近壁面處的氬原子數(shù)密度更大，界面處更多的流體分子參與熱傳遞會降低Kapitza 阻值，因此，親水性凹槽里原子排布要密集，傳熱性質(zhì)更優(yōu)。在親水表面上的凹半球納米結(jié)構(gòu)表面?zhèn)鳠嵝阅芤獌?yōu)于其余兩個表面；凸半球納米結(jié)構(gòu)表面的勢能絕對值最小，但其接觸面積相對平面更大，近壁面的數(shù)密度相對平面仍占據(jù)優(yōu)勢，所以凸半球納米結(jié)構(gòu)表面的傳熱性能也超過了光滑平面。而對于疏水壁面，因其勢能較小，壁面附近原子更容易掙脫束縛，導(dǎo)致可進行熱傳遞的原子數(shù)量減少，因而疏水表面熱阻大，傳熱效果差。

圖12 初始階段勢能分布

圖13 初始階段密度分布

圖14 展示了出現(xiàn)氣泡時的溫度隨著接觸角的變化趨勢。圖14(a)中溫度指的是出現(xiàn)氣泡時的壁面溫度，可以看到，隨著浸潤性的增強，在接觸角小于150°內(nèi)氣泡產(chǎn)生的溫度呈上升趨勢，說明接觸角小即潤濕性強的固-液表面氣泡產(chǎn)生時間要短，這與模擬文獻是一致的，這個微觀結(jié)論與宏觀上“疏水表面容易產(chǎn)生氣泡”的結(jié)論正好相反，宏觀上連續(xù)介質(zhì)理論不能簡單應(yīng)用于微尺度系統(tǒng)，在微尺度系統(tǒng)中，宏觀上可以忽略的界面熱阻，在微納尺度變得不可忽略，因此使用溫度階躍對氣泡出現(xiàn)的溫度進行了修正，當(dāng)考慮固-液界面熱阻時，氣泡產(chǎn)生的溫度與接觸角的關(guān)系表示在圖14(b)中，其展現(xiàn)出與圖14(a)相反的趨勢，即疏水壁面出現(xiàn)氣體層需要的過熱度反而更低，這與前人的實驗結(jié)果相符。也就是說，在考慮溫度階躍和界面熱阻的情況下，微尺度模擬結(jié)果與宏觀實驗本質(zhì)上是一樣的，疏水表面形成氣泡并發(fā)生沸騰現(xiàn)象需要的溫度更低。親水表面固-液相互作用較強，拖延氣泡出現(xiàn)，但是其較強的傳熱性能，傳遞給液體較多的熱量，加速了氣泡產(chǎn)生，而疏水表面固-液相互作用較弱，可促進氣泡產(chǎn)生，傳熱性能卻較差，氣泡產(chǎn)生是兩種作用相互博弈的結(jié)果，因微納尺度上界面熱阻不容忽略，導(dǎo)致與宏觀現(xiàn)象的不同。

圖14 出現(xiàn)氣泡時的溫度隨著接觸角的變化

3 結(jié)論

采用分子動力學(xué)方法模擬計算了不同潤濕性平面和含凹、凸半球納米結(jié)構(gòu)三種表面上液氬層的池沸騰傳熱過程，分析了氣相原子數(shù)、氬膜層溫度、熱流密度等參數(shù)的變化，通過固-液勢能和接觸角隨溫度變化分析親疏表面產(chǎn)生氣泡的機理，得到以下結(jié)論。

（1）平面和含凹、凸半球納米結(jié)構(gòu)三種表面在親水工況下，液氬層的池沸騰傳熱過程可以明顯分為兩個階段，即起始沸騰時間前后，表現(xiàn)為固-液分離前的加熱和固-液分離后的加熱沸騰過程，含凹半球納米結(jié)構(gòu)表面上起始沸騰時間、氣相原子數(shù)、溫升最高點及熱流密度均大于相同潤濕性條件的含凸半球納米結(jié)構(gòu)表面，兩種微結(jié)構(gòu)表面均大于平面情況。

（2）對疏水表面上微結(jié)構(gòu)的影響不同于親水表面，固-液間潤濕性差，微結(jié)構(gòu)的存在反而影響傳熱，起始沸騰時間延后，氣相原子數(shù)減少，溫升和熱流密度降低，甚至在超疏水工況出現(xiàn)平面上液膜溫升及熱流密度均大于微結(jié)構(gòu)表面的情況。

（3）從固-液作用勢能和界面熱阻討論了微納尺度親疏水表面的微結(jié)構(gòu)沸騰氣泡產(chǎn)生的機理，親水表面上固-液相互作用強，但是固-液間界面熱阻小，而疏水及超疏水工況由于固-液相互作用小，固-液界面有空腔，造成界面熱阻大，傳熱性能差，產(chǎn)生氣泡晚于親水表面。