复杂流体中的微生物运动——影响与应用

科学讲座3（2022）100048复杂流体中的运动微生物阿雷祖湾Ardekani机械工程，普渡大学，西拉法叶，美国A R T I C L E I N F O A B S T R A C T保留字：运动微生物复合菌群主动游泳者悬浮液的流体力学和趋化性运动微生物与周围浮游生物的相互作用在各种生物和环境现象中具有重要意义，包括生物膜的形成、微生物在人类和动物体内的定殖以及海藻水华的形成。 复杂的微生物流体在微生物环境中普遍存在，并且可以对微生物的运动性产生深远的影响，影响基本的微生物过程，例如它们吸收营养物质和定殖表面的能力。在这项研究中，我们仔细研究了周围的微流体的流变特性的作用，在复杂的微流体的运动，空间分布，和集体行为的微型游泳者。本文的视频可以在j.sctalk.2022.100048上找到。https://doi.org/10.1016/图和表图1.一、生物膜形成初始阶段的透明外聚合物颗粒（TEPs）和原生物膜。有机聚合物和胶体（a）和微凝胶，如未定殖的TEPs（b）和原生物膜（c）附着在表面上。浮游细菌可逆地（d）或不可逆地（e）附着于条件表面。（f）显示成熟生物膜的形成。本图和标题取自[1]，并得到美国国家科学院的许可通讯作者。电子邮件地址：ardekani@purdue.edu。h tt p：//dx. 多岛或g/10。1016/j。我的天啊。20 22. 1 0 0 04 8接收于2022年6月8日;接受于2022年6月18日27 7 2 - 56 93/©2022TheA ut h or r. 由E lsevier L td提供。 这是一个操作过程，需要遵循C CBY指令（http：//c re ati ve c mmo ns. 或g/li ce nss/by/4. 0/）。可在ScienceDirect上获得目录列表科学讲座杂志首页：www.elsevier.es/sctalk上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000482图二、根据Wloka等人提供的数据，使用COX-Merz和Laun规则计算铜绿假单胞菌生物膜胞外聚合物（EPS）的粘度和第一法向应力系数。 [2]的文件。此图和说明取自[3]，并得到美国物理学会的许可图3.第三章。粘度对极性微藻平均速度的影响，圆：P。正方形：S. 蛇形;三角形; T. jenense。本图和标题取自[4]，并得到美国微生物学会的许可图四、上图：在De =1和振幅A = 0.125的粘弹性介质中向右游动的周期片。轮廓是聚合物额外应力的痕迹下图：自由泳者的平均速度与牛顿自由泳者的平均速度之比，作为De的函数。插图：估计的游泳效率，Eff=U2/P，与De。这张图和标题取自[6]，并得到美国物理学会的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000483图五、在两种不同的聚合物溶液和两种不同的螺旋中，在粘弹性介质中的自由游动速度Vp与在牛顿介质中的自由游动速度V0之比，作为Deborah数De的函数。本图和标题取自[7]，并得到美国国家科学院的许可图六、 （图左）无限长的泰勒游泳床单。右上）有限长度二维游泳者。波形的振幅是恒定的。左下）朝向尾部线性增加的幅度对应于踢球者。左下）朝向尾部线性减小的幅度对应于穴居游泳者。黑线表示质心的轨迹图7.第一次会议。简单剪切流中Giesekus和Carreau模型的剪切粘度。此图和标题取自[9]，并获得River Publishers的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000484图8.第八条。 作为De（或Cu）的函数的归一化游泳速度，对于无限长的小振幅（A = 0.01π）和大振幅（A = 0.4π）片。 本图和标题摘自[8]，并得到剑桥大学出版社的许可。图9.第九条。作为Cr的函数的标准化游泳速度。本图和标题摘自[8]，并得到剑桥大学出版社的许可图10个。波浪形薄板周围有效粘度的分布。本图和标题摘自[8]，并得到剑桥大学出版社的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000485图十一岁在低粘度流体通道内的薄片的标准化游动速度。本图和标题摘自[8]，并得到剑桥大学出版社的许可图12个。作为Cr函数的标准化水动力功率。本图和标题摘自[8]，并得到剑桥大学出版社的许可图13岁在（红线）牛顿流体和（黑线）非弹性剪切稀化流体中近壁游动踢球者的轨迹。此图和标题取自[9]，并获得River Publishers的许可。上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000486ð Þ图十四岁近壁泳脚运动员在不同流体中游泳速度之比较。此图和标题取自[9]，并获得River Publishers的许可图十五岁在非弹性剪切稀化流体（左）和剪切稀化粘弹性流体（右）中，近壁游泳踢球者周围的局部流体粘度。此图和标题取自[9]，并获得River Publishers的许可图十六岁（a）推杆（红色）和推杆（蓝色）的成对相关函数g（r）和g（θ）（插图）。（b）平均空间和时间（插图）速度相关性Cu r和感应电磁场的△C u（Δt）△。实心三角形：De=0时的推动器，实心圆形：De=2.5时的推动器，空心三角形：De=0时的拉动器，空心圆形：De=2.5时的拉动器这张图和标题取自[10]，并得到美国物理学会的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000487图十七岁游动精子在牛顿流体和粘弹性流体中的不同聚集行为。（a）在标准培养基中，精子单独游动比例尺：50 μm。（b）在牛顿粘性介质（3%PVP）中，大多数精子单独游动。（c）在粘弹性介质（1% LC-PAM）中，精子集体游动，形成精子团。（d）在标准培养基（Std）、牛顿粘性培养基（V）和粘弹性培养基（VE）中发现的成簇（包括成对）精子的百分比。簇的定义是当精子彼此在17.5μm以内，并且它们的头部方向在20°以内时与[10]的预测一致，流体弹性增强了聚集。此图和说明取自[11]，经施普林格自然出版社许可图十八岁推、拉两个物体向左游动时的弹性能分布tr（τp）/2，De = 0.5。这张图和标题取自[10]，并得到美国物理学会的许可。图十九岁孤立游泳者周围速度场的大小。这张图和标题取自[10]，并得到美国物理学会的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000488图20. 标准化动能K′（黑色实线）的涨落与（上）牛顿流体和（下）粘弹性（De = 2.5）流体中c = 1的推进器悬浮液中的湍流结构尺寸rc ′（蓝色点划线）相关，而与局部极性序参数S1没有明显的相关性。弹性能E′（红色虚线）与粘弹性介质中的K ′反相关。这张图和标题取自[10]，并得到美国物理学会的许可图21岁c=1时微型游泳器悬浮液的能谱K（k）和E（k）。流体弹性减小了推杆悬架中kkl处的动能谱的斜率<这张图和标题取自[10]，并得到美国物理学会的许可图22岁枯草芽孢杆菌稠密悬浮液的能谱。红色正方形对应于3D光谱（kl=2π/l），并且其它曲线示出2D光谱。[10]和准二维实验数据的二维模拟光谱显示，对于0.1k/kl 1，k−8/3的标度相同<<本图和说明摘自[21]，并得到美国国家科学院的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）1000489图23岁E. 杆菌这张图和说明取自[12]，并得到美国物理学会的许可图24岁在（a）中性蠕动器、（b）牵引器和（c）推动器的共动参考系中，蠕动器周围的流动流线。黑色箭头表示游泳方向。此图和标题取自[15]，经Springer出版社许可图二十五（左）在动力冲程的早期，速度场类似于（负）力偶极子。这张图和标题取自[14]，并得到美国物理学会的许可（右）E X细菌游动平面中实验测量的微流场，细菌以2μm的距离平行于壁游动。本图和标题取自[13]，并得到美国国家科学院的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004810图26岁 牛顿流体（第一列）和欧德罗-B流体（Wi = 0.1）中蠕动体的相图（第二列）。鞍点、中心点和焦点分别用红色填充的圆圈、三角形和正方形符号表示。颜色图表示无量纲时间的值，从星号符号指示的蠕动的初始位置开始所有螺旋轨迹的起始点都是不稳定焦点。形成三角形的红色虚线是分界线。 此图和标题取自[22]，经Springer出版社许可。图27岁。对于（a）牵引器和（b）推进器，粘弹性流体中蠕动器的停留时间r τ与牛顿流体中相应值的比值。白色网格对应于在牛顿流体和粘弹性流体中具有零停留时间的情况。此图和标题取自[22]，经Springer出版社许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004811图28岁 对于拉动器β = 3（正方形，蓝色）和中性蠕动器β = 0（圆形，红色），作为Weissenberg数函数的游泳者停留时间。此图和标题取自[15]，经Springer出版社许可图第二十九章。β = − 3时推进式游泳者的分离距离的时间演变。此图和标题取自[15]，经Springer出版社许可图30. 施加在推杆上的垂直力分解的时间历程，β = − 3。 此图和标题取自[15]，经Springer出版社许可。上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004812图31岁 构象张量和聚合物应力在（a）中性蠕动体（β = 0）、（b）牵引体（β = 3）和（c）推动体（β = − 3）周围的快照。每个椭球的主轴与构象张量的主特征向量对齐，并且其长度基于相关的特征值进行缩放。未成年人轴对应于构象张量的第二和第三特征向量着色是基于每个椭球质心处的第一法向应力差的值在与壁碰撞之后的t=2处拍摄快照，并且对应的Weisenberg数为Wi=1。此图和标题取自[15]，经Springer出版社许可。图32岁标准化游泳速度v=v0（黑色圆圈）和身体角速度Ω=Ω0（红色方块）与在四种分子量下透析的PVP浓度（以重量百分比计），其中v0≤ 15μm=s和Ω0≤ 20Hz。顶轴：PVP浓度标准化为浓度。本图和标题取自[5]，并得到美国国家科学院的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004813图三十三 利用Oldrophil-B本构方程和布朗动力学（BD）模拟了不同Deborah数下起伏薄板的准稳态游动速度。 结果通过在牛顿流体中的游泳速度归一化。这里的哑铃长度非常小（Gd=0.089）。对于小De，BD结果与Oldrophil-B结果相匹配，并且在大De时，由于Brachow不均匀性效应，BD结果与Oldrophil-B结果偏离这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可图三十四 比较了De = 1时（i）Oldrophil-B流体（ii）布朗动力学模拟的归一化聚合物膨胀tr（τ p），以及De=5时（iii）Oldrophil-B流体和（iv）布朗动力学模拟的归一化聚合物膨胀tr（τ p）。这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可图三十五在黏弹性流体中游动的螺旋状螺旋藻。De=1时的标准化聚合物膨胀tr（τp）这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可。上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004814图三十六。聚合物尺寸的作用，即，梯度数，在De=1.0时，对螺旋X的归一化游动速度和扭矩的黑色虚线示出了扭矩，E. 大肠杆菌藻细胞所经历的粘度比溶液粘度更接近于溶剂粘度（ηs）（ηs+ηp）。这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可。图37. 聚合物溶液和溶剂之间的扭矩差的梯度数依赖性，其与聚合物分子贡献的微观粘度成比例。当Gd较大时，粘度随Gd−1/2减小。 这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可。图38岁（a）短（Gd = 0.0055）和（b）长（Gd = 0.55）聚合物链在由琼脂诱导的湍流中的布朗动力学模拟的示意图。哑铃的动力学导致Oldrophil-B模型，如果由聚合物链所经历的速度梯度被假定为恒定的，这不是长的聚合物链的溶液中的细菌的情况下，布朗动力学模拟是必需的。在图（a）中，聚合物尺寸与哑铃形长度尺度相比非常小，哑铃形长度上的速度梯度几乎是均匀的，并且BD模型恢复Oldrophil-B方程。然而，当聚合物尺寸与图（b）中的Cowow长度尺度相当时，非均匀效应变得重要，导致BD模拟偏离Oldroup-B模型。这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可。上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004815F IG。 39. 该平均数意味着需求N/N0（De=0. 5）和d drgD/D0（Wi=0. 5 7）。 B lac kd o t il li l t ett e tt o rq o ru or or 科利岛 成本比率为0.05。这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可图四十聚合物浓度对E. 杆菌nw是所有双波长的波长总数，并且Λ=（ηs+ηp）/ηs是聚合物溶液与溶剂之间的粘度比橙色方块是Martinez等人的实验数据[5] E. 杆菌这张图和说明取自[16]，并得到美国物理学会的许可。图41岁游泳运动E. 在牛顿流体和粘弹性流体中。（A）E. 在缓冲液（μ= 1.0mPa·s）中和（B）在聚合物溶液（CMC）中MW= 7 × 105，c = 500 ppm，c= 104，μ = 19 mPa·s）。与缓冲液中的细胞相比，聚合物溶液中的细胞移动得明显更直样本细胞轨迹(C) 缓冲液和（D）聚合物溶液表现出翻滚，即，以任意角度连接的近似直线（箭头表示的（E）细胞体取向在缓冲溶液中振荡或（F）聚合物溶液中的摆动减少此图和说明取自[17]，并获得Springer Nature Press的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004816图42岁 相空间图，（左）一个半径小于捕获半径的载有表面活性剂的液滴，（右）一个半径（R）大于捕获半径。在（a）中没有最终在h = 1处被捕获的轨迹，而在（b）中有许多这样的轨迹，最值得注意的是那些用符号标记的轨迹。h=1的区域可以很容易地通过最底部的一行向量来识别虚线限定了h-y空间中我们称之为“逃逸”区域的区域这张图和标题取自[23]，并得到了英国皇家化学学会的许可图43号。（左）对于不同的粘度比λ，干净液滴的临界捕获半径Ac随游泳者的偶极强度α的变化。（右）三种情况下的临界捕获半径之间的比较：刚性球体、表面负载液滴（λ=1）和干净液滴（λ=1）。具有可忽略的表面粘度的负载表面活性剂的液滴具有最小的临界捕获半径。这张图和标题取自[18]，并得到了英国皇家化学学会的许可图44个。 20例直接撞击表面活性剂液滴（左）和干净液滴（右）的轨迹。半径A=20，无量纲平移扩散系数D=5×104.请注意，在后一种情况下，只有一个游泳者逃脱了流体动力学吸引力，这可能是由于D值较低。在前一种情况下，更多的游泳者能够逃脱水滴的束缚，即使是低扩散率。这张图和标题取自[23]，由皇家化学学会授权上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004817图四十五 概率分布f（t）的情况下切向释放的微型游泳者从初始分离，h（0）= 1.001，从滴的表面。这张图和标题取自[23]，并得到了英国皇家化学学会的许可图四十六 E X实验数据：当表面之间的距离为H=100μm时，游泳细胞的数量n作为到底部盖玻片的距离y的函数。这些线与模型中的数据拟合，其中n0=1.5且L=34.8μm（实线），n0=0.3且L=59.1μm（虚线）。这张图和说明取自[19]，并得到美国物理学会的许可。图四十七（左栏）实验（十二烷、矿物、大豆和固体玻璃）和数值结果之间的概率密度函数的比较。（右栏）实验和模拟之间曲率和面内迁移的比较，其中Rotlet偶极子（RD）功率为τ=58μm4 s−1。界面的无因次表面粘度为1。这张图和标题取自[20]，并得到美国物理学会的许可上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004818图四十八。捕获分数F陷阱作为T端=500的偶极强度的函数。显然，F陷阱！1，如果游泳者的偶极子强度足够大。本图和标题摘自[24]，经微生物学前沿许可图第四十九章。 平均营养暴露量C的变化，作为无量纲细菌偶极强度α的函数，对于趋化性（Ch.）和非趋化性（N.Ch.）细菌其他参数为：R = 45，KΔρ= 0.0109，Sc =1000，τρ = 1。插图：具有不同偶极强度值的三种趋化性细菌的轨迹（这些在图例中给出可以看出，所有三个轨迹都开始于聚集体的扫掠体积之外，但能够“化学沉积”到表面上每个细菌在源表面停留的时间取决于它们的偶极子强度。本图和标题摘自[24]，经微生物学前沿许可致谢作者感谢李高金、尼基尔·德赛、瓦西姆·谢克和肖旭忠的贡献。该项目得到了美国国家科学基金会的资助（赠款编号：CBET-1604423和编号CBET-1700961）。申报利益作者声明，他们没有已知的竞争性经济利益或个人关系，可能会影响本文报告的引用[1] E. 巴尔泽夫岛Berman-Frank，O.Girshevitz，T.Berman，由微凝胶透明外聚合物颗粒促进的水生生物膜的修订范例，Proc. Natl. Acad. Sci. 109（2012）9119[2] M. Wloka，H.H.W. - C. Flemming，J.Wingender，流变性能的粘-弹性生物膜胞外聚合物，并与海藻酸钙凝胶、胶体聚合物的行为进行比较。Sci. 282（2004）1067-1076。[3] 上 午 Ardekani ， E.Gore， Emergence of a limit cycle for swimming microbials inavortical cavity of a viscoelastic pyramid，Phys.Rev.E85（2012）056309.[4] W.R. R. N.施耐德杜文，粘度对细菌运动性的影响，J。Bacteriol. 117（2）（1974）696https://doi.org/10.1128/jb.117.2.696-701.1974。[5] V.A. Martinez，J.Schwarz-Linek，M.L.G. Wilson，A.N.莫罗佐夫Poon，聚合物溶液中的鞭毛细菌运动性，Proc. Natl. Acad. Sci. 111（50）（2014）17771-17776。[6] J. 特兰湖Fauci，M.Shelley，粘弹性流体响应可以增加速度和效率，自由泳者的能力，物理学。104（2010）03810 1.[7] B. Liu，T.R.Powers，K.S.Breuer，粘弹性流体中模型螺旋藻的无力游动，Proc. Natl.Acad. Sci. 108（49）（2011）19516- 1952[8] G. Li，长穗条锈菌A.Ardekani，非牛顿流体中的波动游泳，J。流体机械 784（2015）R4。[9] G. Li，A.M.非牛顿流体中波动游泳者的近壁运动Eur. J. Comput. 机甲26（2017）44-60 River Publisher s.[10] G. Li，A.M.Ardekani，粘弹性流体中微生物的集体运动，Phys.修订信函117（2016）11800 1.[11] C.K. 东角林湾，澳-地哈维，A.G.Fiore，F.Ardon，M.Wu，S.S.Suarez，流体粘弹性促进精子集体游泳，Sci. Rep. 7（1）（2017）1- 9。[12] T. 石川，N.吉田，H。Ueno，M.Wiedeman，Y.今井T.Yamaguchi，Energy trans-portina concentrated suspension of bacteria，Phys. Rev. Lett. 107（2）（2011）028102。[13] K. Drescher，J.Dunkel，L.H.Cisneros，S.Ganguly，R.E.郭文贵，细菌细胞-细胞和细胞-表面散射中的流体动力学和噪声，美国国家科学院院刊。Acad. Sci. 108（27）（2011）10940-10945。[14] J.S. Guasto，K.A. Johnson，J.P. Gollub，二维微生物游泳诱导的振荡流，Phys. Rev.Lett. 105（16）（2010）16810 2.[15] G. Li，长穗条锈菌A. Karimi，A.M. Ardekani，固体边界对粘弹性介质中微生物游动动力学的影响，Rheol. Acta 53（12）（2014）911-926。[16] Y. Zhang，G. Li，A.M. Ardekani，在长聚合物链溶液中移动的微藻的降低粘度，物理评论流体3（2018）023101。[17] A.E. Patteson ， A.Gopinath ， M.Goulian ， P.E.Arratia ， 与 E. coliin polymericsolutions，Sci. Rep. 5（1）（2015）1-11.[18]N. Desai，V. Shaik，A.M. Ardekani，Hydrodynamics-mediated trapping ofmicro-swimmer near drops，Soft Matter 14（2018）264-27 8.上午阿尔代卡尼科学讲座3（2022）10004819[19] A.P. 伯克湖H.C.特纳Berg，E.杨文，表面对浮游微生物的流体动力吸引力，北京：科学出版社，2001。101（3）（2008）038102。[20] A. Ahmadzadegan，S. Wang，P. Vlachos，A.M. Ardekani，细菌对气体和液体界面的流体动力学吸引力，Phys. Rev. E 100（6）（2019）062605。[21] H.H. Wensink，J.Dunkel，S.Heidenreich，K.Drescher，R.E.Goldstein，H.Löwen，J.M.美国约曼，活的流体中的中尺度湍流，美国国家科学院院刊。Acad. Sci. 109（36）（2012）14308- 1431[22] S.H. Yazdi，A.M.阿德卡尼A.Borhan，弱弹性流体中近壁游泳动力学，J.非线性科学。25（5）（2015）1153-1167。[23] N. Desai，A.M.， Ardekani“主动游泳者悬浮液的建模及其与环境的相互作用”，SoftMatter 13（2017）6033-605 0。[24] N. 德赛河谷Shaik，A.M.Ardekani，流体动力学增强运动微生物对下沉营养源的定殖，Front。Microbiol. 10（2019）28 9.进一步阅读[1] G. Li，E.Lauga，A.M.张文，等.非牛顿流体力学297（2021）10465 5.[2] N. Desai，A.M.Ardekani，界面处的生物膜：生物膜中的微生物分布，Soft Matter 16（7）（2020）1705-1944。[3] 生物系统中的复杂流体：实验，理论和计算，编辑：Spagnolie，Saverio 2015。[4]A. Karimi，D.Karig，A.Kumar，A.M.Ardekani，物理机制和生物膜过程的相互作用：微生物学方法的回顾，实验室芯片15（2015）23-42。[5]E. Lauga，T.R.游泳微生物的流体动力学，众议员。72（2009）096601.[6] R. Nosrati，A.德里乌奇角Yip，D.Sinton，精子在表面一微米内的二维滑动游泳，Nat.Commun。6（2015）8703。[7] 诉Kantsler，J.Dunkel，M.Polin，R.E.Goldstein，纤毛接触相互作用主导游泳真核生物的表面散射，Proc.Natl。Acad. Sci. 110（2013）1187-119 2.[8] P. 杰尼森科河谷Kantsler，D.J.史密斯，J。Kirkman-Brown，人类精子在微通道中的迁移揭示了边界跟随导航，Proc. Natl. Acad. Sci. 109（2013）8007[9] 诉Sharma，G.H.麦金利，一个有趣的经验规则计算第一个正常的应力差从稳定的剪切粘度数据的浓缩聚合物溶液和熔体，流变。Acta 51（2012）487-49 5.[10] G.I. 泰勒，微观生物游泳的分析，Proc.皇家学会 A 209（1951）447-461。[11]T.陈文辉，流体力学，硕士论文，1998。[12] E. Lauga，Propulsion in a viscoelastic Hydraulid，Phys.Fluids 19（8）（2007）08310 4.[13] M. 达斯古普塔湾刘鸿章傅，M。Berhanu，K.S.T.R.布鲁尔Powers，A.Kudrolli，牛顿和粘弹性流体中游泳板的速度，Phys.Rev.E87（2013），013015。[14] H.C. Fu，V.B.Shenoy，T.R.Powers，凝胶中的低雷诺数游泳，Europhys。Lett. 91（2010）24002。[15] X.N.编号：Shen，P.E.在粘弹性流体中的波动游泳，物理。Rev. Lett. 106（2011），208101。[16] J.P. Binagia，C.J.Guido，E.S.G.Shaqfeh，粘弹性流体中波动和变形虫游泳者的三维模拟，Soft Matter 15（2019）483 6。[17] B. 拉塞斯河Guy，粘弹性流体中有限长度波动游泳者的弹性增强和阻碍机制，物理评论，Lett。113（2014），098102。[18] S.E. 斯帕尼奥利湾Liu，T.R.粘弹性流体中螺旋体的动力和运动：大螺旋振幅下的增强游泳。Rev. Lett. 111（2013）068101。[19] G.J. Elfring，E.Lauga，Theory of Locomotion Through Complex Fluids，Springer，NewYork，NY，2015 283-31 7.[20] J.R. Vélez-Cordero，E.Lauga，广义牛顿流体中的波动传输和推进，J.非牛顿流体机械199（2013）37-50。[21] D.F. Katz，关于固体边界附近微生物的推进，J。流体机械64（1974）33[22]David A.作者声明：Gagnon，Paul E. Arratia，广义牛顿的游泳成本实验结果表明，C. elegans，J. Fluid Mech.800（2016）753-765.[23] 惠普Zhang，中国古柏A.贝尔L. 弗洛林Swinney，细菌菌落中的集体运动和密度波动，Proc.Natl. Acad. Sci. 107（31）（2010）13626- 1363[24] A. Sokolov，I. S.陈文，等，等离子体中粒子运动的物理性质，北京：科学出版社，2000。109（24）（2012）248109。[25]D. Saintillan，M. J. Shelley，主动悬架及其非线性模型，ComptesRendus Physique14（6）（2013）497-51 7.[26] M.J. Lighthill，近球形可变形物体的蠕动运动，雷诺数很小的液体，Commun。纯应用数学 5（1952）109-11 8.[27] J.R. Blake，A spherical envelope approach to ciliary propulsion，J. Fluid Mech.46（1）（1971）199-20 8.[28] H.A. Stone，A.D.T.Samuel，Propulsion of microbials by surface distortions，Phys.Rev. Lett. 77（19）（1996）4102。[29]T.J.佩德利，D.R. Brumley，R.E. Goldstein，Squirmers with swirl：a model forVolvoXswimming，J. Fluid Mech.798（2016）165-18 6.[30]S.图图帕利河Seemann，S. Herminghaus，Swarming behavior of simplemodelsquirmers，New J. Phys. 13（7）（2011）073021.[31]D.J. Jeffrey，Y.大西，圆柱体靠近平面壁的慢动作，夸脱。J. 34（2）（1981）129[32]S.H. Ardekani，A. Borhan，无滑移附近微生物的运动Boundary in a粘弹性流体中的边界，Phys.Rev.E90（2014）043002.[33]H.C.贝格湖，澳-地Turner，Movement of microorganisms in viscous environments，Nature278（22）（1979）349-35 1.[34] E.M. Purcell，通过旋转的螺旋桨推进的效率，Proc.Natl. Acad. Sci.1997年第94卷第21期第11307[35] Z. Qu，K.S.Breuer，剪切稀化粘度和粘弹性应力对凝胶化细菌运动性的影响，PhysicalRev. Fluids 5（2020）07310 3.[36] R.M. 阿特拉斯，TC 石油生物降解和生物修复：美国历史上两次最严重的石油泄漏的故事。Sci. 45（16）（2011）6709-6715。[37] D. Takagi，J.Palacci，A.B.布伦瑞克，M.J.Shelley，J.Zhang，Hydrodynamiccaptureof microswimmer into sphere-bound orbits，Soft Matter 10（2014）1784-1789。[38] S.E. 西班牙语，G.R.Moreno-Flores，D.Bartolo，E.Lauga，几何捕获和逃脱一个微型游泳者与一个障碍物相撞，软物质11（17）（2015）3396[39] V.A. Shaik，A.M.Ardekani，点力奇点外覆盖不可压缩表面活性剂的液滴：图像系统及其应用，物理评论流体2（2017）113606。[40] V.A. Shaik，A.M.Ardekani，模型游泳者在弱变形界面附近的运动，J. Fluid Mech.824（2017）42-73。[41] V.A. Shaik，V.Vasani，A.M.Ardekani，在低气压下，表面Péclet数，J. Fluid Mech. 851（2018）187[42] N. Desai，A.M.Ardekani，结合流体动力学和趋化性在球形营养源周围微生物分布中的作用，物理学评论E 98（2018）012419。[43] G. 李建新唐，碰撞和旋转布朗运动介导的表面附近微泳者的聚集，物理评论Lett。103（7）（2009）078101。[44] C.S. 哈伍德，K。Fosnaugh，M.黄文，黄文。171（7）（1989）4063-4066。[45] E. 细菌流体动力学，2000年。Rev. 流体机械 48（2016）105-130。[46]R. Stocker，J.R. Seymour，海洋细菌趋化性的生态学和物理学，微生物学。摩尔76（4）（2012）792-81 2.阿雷祖湾Ardekani是普渡大学机械工程教授。她的研究重点是复杂的流体，生物流体，颗粒和细胞的悬浮液。Arezoo获得了奥巴马总统颁发的科学家和工程师总统早期职业奖（PECASE），还获得了NSF职业奖、SES青年研究者奖章、流变学会颁发的Metzner早期职业奖、Sigma Xi中期职业研究奖等奖项。作为ASME的研究员，Arezoo被任命为大学教师学者，是ASME应用力学评论的副编辑，PhysicalReview Fluids，Physics of Fluids和Journal of Non-Newtonian Fluid Mechan- ics的编辑委员会成员以及International Journal of Multiphase Flow的编辑顾问委员会成员。