許 嘯，沈 妍，姚壽廣, 谷家揚，劉 銳

(1.江蘇科技大學 機電與動力工程學院，張家港 215600)(2.江蘇科技大學 能源與動力學院, 鎮(zhèn)江 212100)(3.江蘇科技大學 海洋裝備研究院，鎮(zhèn)江 212003)

近年來，隨著微機電系統(tǒng)技術(shù)的迅猛發(fā)展，微尺度流動與換熱問題成為了科技前沿領(lǐng)域的研究熱點.微尺度流動是一種運動尺度遠小于宏觀流場的流動現(xiàn)象，其空間尺度通常在毫米級以下，達到微米量級[1].在這種情況下，不但流體運動會呈現(xiàn)出壁面速度滑移、稀薄效應(yīng)、邊界層/主流相互干擾等與宏觀流體迥異的特殊現(xiàn)象，其傳熱性能也出現(xiàn)了熱蠕動、粘性加熱等特殊效應(yīng)[2]，同時由于宏觀連續(xù)性假設(shè)在微觀尺度下逐漸失效，傳統(tǒng)的計算流體力學理論和數(shù)值方法也開始出現(xiàn)難以適用的問題，這表明了微尺度流動與換熱從理論到現(xiàn)象均具有極大的特殊性，亟待深入探索.據(jù)此，眾多學者對該類問題進行了研究，并在各方面獲得了相應(yīng)的成果[3-7].

在微尺度流動與換熱的研究中，壁面粗糙元對其特性的影響是一類重要的研究方向.由于流動和換熱的空間尺度趨于微型，固壁表面粗糙元的細微變化對流動換熱的影響被放大，宏觀條件下相對粗糙度不超過5%則其對摩擦因數(shù)的影響可忽略這一結(jié)論已然不再適用[8]，文獻[9]實驗研究表明，當直徑620 μm的微管道相對粗糙度增加至0.355%時，該管道的摩阻系數(shù)有明顯變化；文獻[10]通過實驗觀測到特征尺度為50～254 μm的硅或不銹鋼微管中，相對粗糙度的范圍為0.7%～3.5%時，泊肅葉數(shù)大約增加10%～20%.而另一方面，表面粗糙度的增加將提升流體與固體相互接觸的表面積，由于微尺度流動具有較大的面容比，這種改變將明顯提高其換熱性能，文獻[11]在壁面上設(shè)置不同形狀的粗糙元，并采用數(shù)值模擬的方法進行分析研究，結(jié)果顯示隨著粗糙元高度的增加，流體傳熱效果顯著增強；文獻[12]以R134a為工質(zhì)，測試其在3種不同表面粗糙度的微型蒸發(fā)器中的流動與換熱性能變化，結(jié)果表明，隨著粗糙度的增加，在低到中等熱流流量情況下，兩相傳熱系數(shù)增強了45%.由此可見，微尺度流動中表面粗糙元的變化對其流動傳熱性能的影響是多方面的，為進一步研究該類問題，文獻[13]基于熱力學第一和第二定律對三角形凹穴加梯形肋片等六種結(jié)構(gòu)的微尺度通道流動進行了模擬研究；文獻[14]通過試驗研究了具有不同表面粗糙度的不銹鋼制微通道的流動和傳熱特性；文獻[15]采用實驗和數(shù)值模擬相結(jié)合的方式，研究了表面粗糙度變化對不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流動傳熱系數(shù)的影響；文獻[16]采用數(shù)值模擬方法對雙電層作用下的冪律流體在正弦粗糙微通道中的流動和傳熱問題進行了研究；文獻[17]采用有限元方法分析了壁面隨機粗糙度對流速、壓降等流動性能的影響；文獻[18]采用直接模擬蒙特卡洛法(direct simulation of Monte Carlo，DSMC)對具有三角形粗糙元表面的微通道內(nèi)氣體流動進行了模擬研究；文獻[19]以分形幾何學理論為基礎(chǔ)，采用數(shù)值方法對多尺度自仿射的表面粗糙度進行了模型化表述，并對建立在該模型基礎(chǔ)上的微尺度通道流動進行了模擬研究等等.

綜上所述，壁面粗糙元對微尺度流動和換熱的影響研究具有十分重要的意義，若能夠掌握不同狀態(tài)下粗糙元對微尺度流動和換熱的影響關(guān)系，則其對各類型高性能微尺度流動和傳熱裝置的設(shè)計與優(yōu)化將有很大幫助.然而，受研究設(shè)備和方法的限制，目前的微尺度流動換熱研究主要集中在尺度相對較高的連續(xù)流態(tài)，更低尺度的稀薄流態(tài)研究則較少.因此，針對微通道中的稀薄氣體流動和換熱問題，文中采用數(shù)值模擬方法展開研究，首先驗證方法的正確性，然后通過改變粗糙元的數(shù)量、分布與結(jié)構(gòu)尺寸，研究并分析壁面粗糙元對微通道中稀薄氣體流動和換熱性能的影響，從而為相應(yīng)的高性能流動換熱裝置的設(shè)計提供參考.

1 理論基礎(chǔ)

1.1 微尺度稀薄氣體流動

從微觀上看，流體運動可以視為大量分子運動的集合，通常情況下，宏觀流動中的分子運動尺度與其整體的流動尺度相比基本可以忽略不計，流動總體上呈現(xiàn)連續(xù)性特征.然而，當流體密度或流動空間尺度降低到一定程度時，流體中的分子碰撞間距與空間尺度相比將不再是可忽略的小量，此時流體不再滿足連續(xù)介質(zhì)假設(shè)條件，其對應(yīng)的控制方程中的輸運系數(shù)開始失效，這就意味著傳統(tǒng)計算流體力學理論中經(jīng)典的Navier-Stokes方程無法適用于模擬這一領(lǐng)域的流動問題，轉(zhuǎn)而需要采用基于Boltzmann方程的稀薄氣體動力學方法進行模擬[19].

連續(xù)流和稀薄流屬于不同類型的流動，兩者的控制方程有所區(qū)別，因此在進行數(shù)值模擬研究時，如何對流動類型進行劃分是首要問題.目前，學術(shù)界通用的方法為Knudsen數(shù)法[20]，稀薄流特征參數(shù)Kn的表達形式為：

Kn=λ/L

式中：λ為平均分子自由程；L為流動特征長度.錢學森最早采用Kn數(shù)將稀薄氣體流動分為三大領(lǐng)域：滑流領(lǐng)域、過渡流領(lǐng)域和自由分子流領(lǐng)域，其中Kn數(shù)均大于等于0.01；而當Kn數(shù)小于0.01時，流動為連續(xù)流[19].

從上式來看，平均分子自由程的增大或流動特征長度的減小都將使流動的Kn數(shù)增大，即趨向于稀薄，微尺度稀薄流動的成因主要是后者.當流動空間尺度降低至數(shù)個微米時，常壓條件下空氣流動的Kn數(shù)也將接近甚至超過閾值0.01，文中主要研究的流動與傳熱問題即屬于這一類型.

1.2 DSMC方法

文中采用直接模擬蒙特卡洛(DSMC)法[21]進行研究，該方法以分子運動模型為基礎(chǔ)，采用大量的模擬分子代表真實氣體分子，并將模擬分子的位置、速度等信息保存在計算機內(nèi)；計算時將分子的運動與碰撞相互解耦，即將分子的真實運動劃分為位移和碰撞兩種過程，分子位移可以直接表述為單位時間內(nèi)分子在速度方向上的運動，碰撞過程則需要在單元內(nèi)選取合適的分子對，并采用合理的碰撞模型處理相應(yīng)的分子信息變化；當流場最終趨于穩(wěn)定時，采用統(tǒng)計方法得出單元中的宏觀信息值.DSMC方法的核心思想是通過直接模擬分子的物理運動來獲得流場的宏觀統(tǒng)計結(jié)果，相比于直接求解Boltzmann方程，不僅更易于引入真實情況下的物理運動模型，而且已被證明收斂于Boltzmann方程[22]，其有效性和可靠性均已得到了充分的驗證，因此成為了目前在稀薄氣體流動模擬中應(yīng)用最為廣泛的方法.

2 數(shù)值方法驗證

采用非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格DSMC方法對文獻[23]中的微管道流動(微尺度泊肅葉流)進行數(shù)值模擬.根據(jù)文獻中的參數(shù)，該管道長2 μm，高0.4 μm，結(jié)構(gòu)尺寸和網(wǎng)格如圖1.氣體種類為氮氣，進出口均為壓力邊界，出口壓力為1個標準大氣壓，入口壓力為出口壓力的2.5倍；管內(nèi)氣體和壁面溫度均為300 K.根據(jù)文中的參數(shù)，初始狀態(tài)下其入口和出口處的Kn數(shù)分別為0.055和0.123，均大于0.01，因此該算例中的流動為稀薄流，采用DSMC方法進行模擬是合理的.計算中采用約101萬模擬分子，共計算40 000時間步，其中計算35 000時間步，統(tǒng)計5 000時間步，單位時間步長為1×10-12s.

圖1 微通道的結(jié)構(gòu)尺寸和網(wǎng)格Fig.1 Structure size and grid of the microchannel

圖2為微通道流場的計算結(jié)果.

圖2 微通道流場計算結(jié)果Fig.2 Computational results of the microchannel flow field

從圖中可以看出，在進出口壓差的驅(qū)動下，密度與壓力呈均勻的段狀分布，由于管道平直且沒有粗糙元的干擾，各分段的長度基本相同，入口高壓來流在管道中的膨脹受兩側(cè)壁面的限制，其壓力和密度等值線在近入口處的中心線上略向下游方向凸起，而出口中心線上的高速膨脹則導致該位置處的壓力和密度等值線向管內(nèi)略微凹陷；速度變化主要集中于通道的中心線位置，由于中心線上的密度逐漸下降而前后壓差基本為均值，該位置處的流體質(zhì)點呈逐漸加速的狀態(tài)，導致流場速度在入口處增長緩慢而在出口處變化劇烈，整體分布呈錐形；在管道兩側(cè)近壁面處，流體受固壁粘性作用速度較低，但最低值并不為0，與此同時，近壁面流場速度分布沿管道流向存在差異，靠近入口的壁面流速最低，而接近出口的壁面流速已上升至50～60 m/s，速度滑移現(xiàn)象明顯；在管道的直徑方向上，速度邊界分層結(jié)構(gòu)明顯，尤其在入口近壁面處，邊界層厚度約占總通道高度的50%，對主流產(chǎn)生了不可忽視的影響.由此可見，文中方法的計算結(jié)果體現(xiàn)了微通道流動的各類效應(yīng)，其整體趨勢與微尺度壓差流動特征相符，初步證明了結(jié)果的合理性.

圖3為微通道流場內(nèi)壁面和中心線上的部分特征值分布情況，包括速度分布、Re數(shù)分布和中心線壓力與出口壓力的比值，圖中L為通道總長度.從速度和雷諾數(shù)的分布圖中可以看出，在壓差的驅(qū)動下，壁面和中心線上的速度均出現(xiàn)了近似線性式的增長，其中入口和出口處的壁面速度約為26 m/s和79 m/s，比率約為1∶3，中心線速度約為80 m/s和166 m/s，比率約為1∶2.1，可見壁面速度增長率更高，主流加速受到了粘性的抑制，這不僅清晰地反映了微通道中壁面速度滑移的發(fā)展過程，而且表明了與宏觀尺度流動相比，微尺度流動中壁面粘性對流體分子的阻滯作用相對較弱，無法有效的將流體約束在壁面上；另外，主流速度的發(fā)展受到了來自邊界層粘性的干擾，這表明分子間粘性碰撞的影響在微尺度流動中更加突出.

圖3 微通道流場中的特征值Fig.3 Characteristic values of the microchannel flow field

在Re數(shù)的計算中，文中將管道高度取為特征長度，氮氣的動力粘性系數(shù)為1.78×10-5Pa·s，結(jié)果顯示，通道內(nèi)流動的Re數(shù)最大值約為5，說明微通道流動屬于極低Re數(shù)流動，其粘性效應(yīng)對流動的影響占主導；中心線上的Re數(shù)約從5.0降至4.75，降幅占總變化范圍的5%，而壁面上的Re數(shù)除進出口邊界點上的值受邊界條件影響有波動外，其它值呈線性增長趨勢，數(shù)值約從1.25升至1.8，升幅約占總變化范圍的55%，這進一步表明了微通道壁面粘性效應(yīng)偏弱，導致來流慣性力對壁面流場的影響逐漸升高，而主流氣體受邊界層粘性的干擾，慣性力影響略有下降，這些特征均與微尺度流動中的特性相符.圖3(c)給出了中心線壓力與出口壓力的比值，并將該值與文獻[24]的計算值進行了比較，可以看出，中心線壓力變化接近于線性，表現(xiàn)出明顯的層流特征，文中計算值與參考值也符合較好，最大差異不超過總變化幅度的1.6%，由此可以證明文中方法的準確性.

3 粗糙元結(jié)構(gòu)和分布不同時微通道內(nèi)流動與換熱模擬

文中采用DSMC方法對含有粗糙元的微通道內(nèi)稀薄氣體流動和換熱過程進行模擬.為方便對照分析，仍采用驗證算例中的微通道為基礎(chǔ)模型，進出口邊界條件中的壓力比仍為2.5∶1，但來流溫度設(shè)為200 K，而壁面溫度設(shè)為常溫300 K，以便分析相應(yīng)的換熱效應(yīng)；粗糙元設(shè)為不同半徑的二維半橢圓結(jié)構(gòu)體，其在X和Y方向的半徑分別為0.07 μm和0.02 μm，上下壁面對稱分布，在模擬中通過改變粗糙元的數(shù)量、分布位置以及高度尺寸來分析其對微通道稀薄流動與換熱的具體影響.

3.1 粗糙元數(shù)量與位置分布

文中研究粗糙元數(shù)量和分布位置變化所產(chǎn)生的影響，各模型和網(wǎng)格結(jié)構(gòu)如圖4.

圖4 不同粗糙元數(shù)量和分布的微通道網(wǎng)格結(jié)構(gòu)Fig.4 Grids and structures of the microchannels with different number and distribution of rough elements

圖5～7為不同結(jié)構(gòu)微通道流場的速度、溫度和壓力分布.從結(jié)果中可以看出，隨著粗糙元數(shù)量的增加，流場出口處的速度有所下降，溫度則呈上升趨勢；另一方面，粗糙元的數(shù)量和位置變化并沒有對管內(nèi)流場的結(jié)構(gòu)產(chǎn)生較為明顯的影響，固壁表面速度和溫度與參考流場中對應(yīng)位置處的數(shù)值基本相同，通道內(nèi)流場的邊界層結(jié)構(gòu)并未發(fā)生較大改變；從壓力結(jié)果來看，粗糙元的存在使管道內(nèi)對應(yīng)位置處的等值線簇發(fā)生了一定程度的彎曲，并使其向粗糙元中心方向集中.這說明了粗糙元對微通道流動的主要影響是增大流固體接觸面積和產(chǎn)生局部壓縮效應(yīng)，從而導致通道內(nèi)的流動換熱性能發(fā)生變化，但在該結(jié)構(gòu)尺寸不變的條件下，粗糙元數(shù)量和分布的變化不會明顯改變原有的速度滑移效應(yīng)和邊界層結(jié)構(gòu)，對流動和換熱的整體趨勢也不會產(chǎn)生重大的影響.

圖5 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場速度分布Fig.5 Velocity distribution in the microchannels with different structures

圖6 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場溫度分布Fig.6 Temperature distribution in the microchannels with different structures

圖7 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場壓力分布Fig.7 Pressure distribution in the microchannels with different structures

圖8為不同結(jié)構(gòu)微通道流場的特征值分布情況并進行了比較，結(jié)果說明了壓差驅(qū)動下的微通道流動和換熱特性變化過程：在流動方向上，壁面壓力線性式下降；熱流通量呈對數(shù)型變化；壁面摩擦阻力受分子熱運動影響波動較大，但基本呈線性上升的趨勢；通道中心線上的Re數(shù)先急速上升后緩慢下降.整體來看，壓力和熱流通量與粗糙元數(shù)量與分布的相關(guān)度不大，粗糙元對這兩種特征參數(shù)的影響僅僅是在其對應(yīng)的分布位置處產(chǎn)生了相近幅度的波動，各模型中壁面壓力和熱流通量值總體的變化范圍和分布趨勢仍基本相同；而固壁表面摩阻和流動中心線上的Re數(shù)總體變化范圍值則隨著粗糙元數(shù)量的增加而有所降低，從數(shù)值上看，每增加一組粗糙元，固壁表面平均摩阻下降約3%，中心線上的Re數(shù)平均值下降約1.5%，而壁面壓力和熱流通量的平均值變化在1%以內(nèi)波動，變化幅度比較有限.結(jié)果表明，粗糙元分布與數(shù)量的變化對整體壁面的流動傳熱性能影響有限，當單個粗糙元本身結(jié)構(gòu)不變時，其產(chǎn)生的阻滯和壓縮效應(yīng)僅能對微通道內(nèi)流動與傳熱性能產(chǎn)生局部影響.另外，隨著粗糙元數(shù)量的上升，流動受到的正向阻滯不斷增多，整體速度隨之下降，從而導致壁面摩擦阻力和Re數(shù)的整體數(shù)值略有降低.

另一方面，從局部來看，粗糙元對各流動參數(shù)均會產(chǎn)生波動式影響，但對壁面參數(shù)的影響則較為明顯，波動峰谷值明顯且幅度較大，中心線上的Re數(shù)變化則相對較緩；同時，當存在多個粗糙元時，粗糙元產(chǎn)生的特性參數(shù)波動沿流線方向逐漸增大，例如模型4中，沿流動方向的粗糙元表面壓力波動幅值分別約為2.81×104、3.27×104和3.99×104，熱流通量波動幅值分別約為8.05×105、1.75×106和2.34×106等.流動特性參數(shù)的計算公式與流動物理量密切相關(guān)，因此其波動幅度與該處流場物理量梯度的變化存在關(guān)聯(lián).結(jié)合上文，在粗糙元表面的各物理量中，僅速度梯度沿流線方向不斷增加，溫度和壓力梯度分別為逐漸減小和基本不變，因此可以看出，微通道內(nèi)的速度梯度是特性值波動的主要影響因素.

綜合上述內(nèi)容可以得出推論：粗糙元對微通道內(nèi)的流動和換熱系數(shù)會產(chǎn)生波動式影響，其波幅大小主要取決于局部速度梯度；在流動方面，粗糙元對通道內(nèi)部流場會產(chǎn)生明顯的阻滯效應(yīng)，但該效應(yīng)主要是由于粗糙元對正向流動產(chǎn)生了阻擋并導致了局部逆壓梯度的出現(xiàn)，從而增大了流動阻力，而壁面粘性并沒有因為粗糙元的存在而有所增長，壁面摩擦力整體數(shù)值變化范圍的下降證明了這一點.在換熱方面，由于粗糙元對流動產(chǎn)生的壓縮效應(yīng)提高了局部流速，該位置的熱流通量出現(xiàn)了極值，同時，粗糙元增大了壁面與流體的接觸面積，該處的換熱量明顯提高.

圖8 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場特征值分布Fig.8 Characteristic values distribution in the microchannels with different structures

3.2 粗糙元高度尺寸

以模型4的粗糙元分布結(jié)構(gòu)為參考，通過改變粗糙元的高度來研究其形狀尺寸變化所產(chǎn)生的影響.各模型中粗糙元Y方向上的高度分別為0.04、0.06和0.08 μm，其網(wǎng)格結(jié)構(gòu)如圖9.

圖9 粗糙元高度不同時各微通道模型結(jié)構(gòu)Fig.9 Grids and structures of the microchannels with different heights of rough elements

圖10～12為粗糙元高度不同時各微通道內(nèi)的流場速度、溫度和壓力分布.圖中結(jié)果清晰的顯示，隨著粗糙元高度的增加，其對微尺度稀薄氣流的壓縮效應(yīng)越發(fā)明顯，通道內(nèi)流場的高速區(qū)域逐漸向粗糙元對應(yīng)的中心線位置集中，例如在模型7中，流場最高速度已離開出口，出現(xiàn)在近出口粗糙元所對應(yīng)的中心線位置，但與此同時，流動中的正向阻力顯著增強，流動速度的下降也較為明顯；此外，由于壓縮效應(yīng)逐漸加強，粗糙元表面的流場壓力梯度和等值線弧度進一步增大，在模型6和7中，該處已出現(xiàn)了密集的壓力漸變等值線簇，而且粗糙元附近的等值線形狀和分布也逐漸發(fā)生了改變；在溫度場中，通道內(nèi)高溫區(qū)域不斷擴大，入口低溫擴散區(qū)域逐漸減少，在模型7中，低溫來流的溫度梯度變化基本被壓縮在入口至第一個粗糙元之間，除出口處流體受膨脹作用影響，溫度出現(xiàn)局部降低外，其余流場均處于接近壁面溫度的狀態(tài).結(jié)果表明，與數(shù)量和分布變化相比，粗糙元高度的增加對微通道內(nèi)流動和換熱狀態(tài)有著更為明顯的影響，邊界層結(jié)構(gòu)、等值線形狀和分布等均發(fā)生了較大改變，進一步證明了粗糙元對微通道稀薄流動的正向作用是影響流場變化的主導因素.

圖10 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場速度分布Fig.10 Velocity distribution in the microchannels with different structures

圖11 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場溫度分布Fig.11 Temperature distribution in the microchannels with different structures

圖12 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場壓力分布Fig.12 Pressure distribution in the microchannels with different structures

圖13為粗糙元高度不同時各通道流動和換熱特性參數(shù)的變化情況.參考圖8中的特性參數(shù)變化，粗糙元高度變化時微通道內(nèi)流動和換熱特性參數(shù)的整體趨勢和波動規(guī)律與之相比基本一致，而其不同之處為：① 各模型中固壁表面壓力和熱流通量的數(shù)值分布出現(xiàn)了比較明顯的差異；② 不同模型中粗糙元之間平直段的壁面摩擦阻力差異較大，除粗糙元分布位置外，其他位置的壁面摩阻呈逐次降低的趨勢；③Re數(shù)的分布態(tài)勢和波動幅值均出現(xiàn)了大幅度的變化，粗糙元高度的增加不但使Re數(shù)大幅降低，而且使其波動幅值不斷上升.

圖13 不同結(jié)構(gòu)微通道內(nèi)流場特征值分布Fig.13 Characteristic values distribution in the microchannels with different structures

從具體數(shù)值來看，粗糙元高度每增加0.02 μm，其所在位置處的壁面壓力峰值提高約1.5%，熱流通量平均值降低約7.7%，壁面摩阻平均值比前一種模型約低20%，Re數(shù)平均值降低約10%，其峰值降低約2.4%～6%.結(jié)合流場物理量分布的計算結(jié)果不難分析得出：粗糙元高度的增長提升了通道內(nèi)流動的正向阻力，同時也提高了粗糙元對流體的壓縮效應(yīng)，因此，通道內(nèi)的平均流速明顯降低，而粗糙元位置的流場物理量梯度變化大幅上升，進而導致通道內(nèi)流場的邊界層結(jié)構(gòu)發(fā)生改變、壁面摩阻和流場中心線上的Re數(shù)下降、特性參數(shù)的波動幅度增加等變化的發(fā)生，流動和換熱中的非穩(wěn)態(tài)特征有所增加.

4 結(jié)論

針對壁面粗糙元對微通道流動和傳熱產(chǎn)生的影響問題，采用DSMC方法開展研究，首先通過參考算例驗證了方法的有效性，然后通過調(diào)整粗糙元的數(shù)量、分布位置和高度尺寸，模擬了不同狀態(tài)下微通道內(nèi)的流動和換熱狀態(tài)，并分析了粗糙元對微通道流動與換熱特性的影響機理，得出以下結(jié)論：

(1) 粗糙元對微通道稀薄流動的主要影響在于其對正向來流產(chǎn)生的阻滯和壓縮效應(yīng)，前者使通道內(nèi)流動速度有所降低，后者則增強了粗糙元位置的物理量梯度，并導致流動和傳熱特性產(chǎn)生波動，波動幅度與局部速度梯度相關(guān).總體來看，粗糙元能夠降低微通道內(nèi)稀薄流場的流動性，并增強流動中的非穩(wěn)態(tài)特征.

(2) 在傳熱方面，粗糙元的阻滯效應(yīng)會降低通道內(nèi)的氣流速度，導致微通道內(nèi)平均對流換熱量降低；但粗糙元表面面積的增加會提高該處的局部換熱量，同時受壓縮效應(yīng)的影響，粗糙元迎風面的對流換熱量將急劇增大，而隨著流動中非穩(wěn)態(tài)特征的發(fā)展，流體內(nèi)部的對流換熱也將更加強烈.由此可見，粗糙元對通道壁面的換熱量會產(chǎn)生聚集效應(yīng)，換熱性能會在其本身的位置顯著增強，但微通道的平均換熱性能仍會隨著流動速度的降低而下降.

(3) 與粗糙元分布和數(shù)量變化相比，粗糙元模型高度的改變能夠更加明顯的改變通道內(nèi)的流動和換熱特性，這主要是由于粗糙元的高度變化能夠?qū)⑵鋵α鲌龅淖铚蛪嚎s效應(yīng)在局部位置放大化，在壁面粘性較弱的微尺度流動條件下，局部效應(yīng)產(chǎn)生的影響更加明顯.