Nouveaux nano roulements construits par adsorption physique

Rapports scientifiques volume 5, Numéro d'article : 14539 (2015) Citer cet article

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L'article propose un nouveau nano-palier formé par l'adsorption physique du fluide confiné sur la paroi solide. Le palier est formé entre deux parois planes solides lisses parallèles glissant l'une contre l'autre, là où la théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique ne prévoyait aucun effet lubrifiant. Dans ce palier, la paroi solide fixe est divisée en deux sous-zones qui ont respectivement des forces d'interaction différentes avec le fluide de lubrification. Elle conduit à différentes propriétés physiques d'adsorption et de glissement du fluide lubrifiant au niveau de la paroi solide fixe respectivement dans ces deux sous-zones. Il a été constaté qu'une capacité de charge significative du roulement peut être générée pour de faibles épaisseurs de film lubrifiant, en raison de la forte adsorption physique et des effets non continus du film lubrifiant.

Dans les dispositifs micro/nano, les surfaces solides couplées sont souvent parallèles et glissent les unes contre les autres1. La lubrification entre ces surfaces est un défi car elle est très importante pour la performance du contact formé y compris la réduction des forces adhésives entre les deux surfaces, cependant la théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique dit qu'aucune lubrification ne peut y être générée, en raison du débit massique du flux de Couette du lubrifiant entraîné dans le contact égal à celui entraîné hors du contact et donc de la condition de continuité d'écoulement toujours satisfaite dans ce contact avec des gradients de pression nuls2,3.

Les raisons de l'échec de la théorie de la lubrification hydrodynamique conventionnelle à prédire les performances d'un contact micro/nano lubrifié sont qu'une telle théorie ne considérait que les propriétés homogènes de la surface de contact, négligeait les facteurs d'adsorption physique et de glissement du film lubrifiant à la surface de contact et était basée sur l'hypothèse d'un lubrifiant continu4. Lorsque la séparation entre deux surfaces solides couplées est à l'échelle du nanomètre, la théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique échouera sûrement en raison des hypothèses irréalistes mentionnées ci-dessus prises dans cette théorie. Des expériences et des simulations de dynamique moléculaire (MDS) ont montré que dans une séparation de surface à l'échelle nanométrique, le fluide confiné peut glisser sévèrement à la surface solide et la force d'interaction contact-fluide a une influence très significative sur ce glissement interfacial5,6,7,8,9,10. De plus, dans une telle séparation, l'adsorption physique du fluide confiné sur la surface solide, qui apparaît comme l'ordre du fluide confiné sur la surface solide, peut jouer un effet important sur le transfert de quantité de mouvement dans le fluide11,12,13,14,15,16. Le glissement interfacial du film limite dans un contact micro/nano lubrifié est le résultat de la contrainte de cisaillement interfaciale du film limite dépassant la résistance au cisaillement interfacial du contact film limite17. Abaissez la résistance au cisaillement de l'interface film-contact limite, plus la vitesse de glissement interfaciale du film limite est élevée17. La quantité de glissement relative du film limite (définie comme γs dans ce dernier) est comprise entre -1 et 1. Une amplitude plus élevée de γs indique un glissement interfacial plus sévère et une amplitude de γs égale à l'unité montre le glissement interfacial le plus sévère, ce qui rend le film limite sur les surfaces de contact arrêté en mouvement ou le plus grand augmente la vitesse de déplacement du film limite sur la surface de contact. Le glissement interfacial du film limite peut ainsi réduire ou augmenter le débit massique du film lubrifiant à travers le contact en fonction des conditions de fonctionnement et de l'endroit où le glissement interfacial se produit. Elle peut ainsi être néfaste ou bénéfique pour les performances d'un micro/nano contact lubrifié. Une adsorption forte, moyenne ou faible du fluide confiné sur la paroi solide dans un nanocanal peut être inévitablement présente en fonction de la force d'interaction entre le fluide confiné et la paroi11,12,13,14,15. Plus l'interaction fluide-paroi est forte, plus l'adsorption physique du fluide sur la paroi est forte, mais plus le glissement interfacial fluide est faible, ou vice versa11,12,13,14,15.

D'autre part, des simulations de dynamique moléculaire ont montré que le fluide confiné dans un nano-canal présente en fait des propriétés non continues montrant des densités et des viscosités locales variables sur la hauteur du canal11,12,13,14,15. Les lois d'écoulement du fluide non continu dans les écoulements de Couette et de Poiseuille sont largement différentes de celles du fluide continu11,12,13,14,15. L'auteur a montré que l'effet de non-continuum du fluide, c'est-à-dire les effets de discontinuité et d'inhomogénéité du fluide sur l'épaisseur du film fluide, devrait être responsable de la déviation d'un écoulement de nanocanal par rapport à la description de la théorie de la lubrification hydrodynamique conventionnelle18,19.

La lubrification dans un contact micro/nano peut en fait être la lubrification physique de la limite de la couche adsorbée, qui dépend fortement de l'interaction entre la couche adsorbée et la surface de contact. Dans ce régime, la lubrification ne suit pas la théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique et une nouvelle théorie prenant en compte l'adsorption physique, le glissement interfacial et les effets de non-continuum du film limite peut devoir être développée20. Une lubrification physique des limites de couche adsorbée peut également être difficile à générer entre deux surfaces lisses parallèles avec des propriétés de surface homogènes selon la théorie de lubrification développée correspondante21, en raison de la disparition des effets de non-continuum et d'adsorption physique du film limite. Dans ce cas, une couche limite adsorbée physique est facilement expulsée du contact sous une charge et l'effet lubrifiant est en fait très difficile à générer.

La théorie de la lubrification hydrodynamique continue a montré que la lubrification hydrodynamique peut être générée entre deux surfaces solides lisses parallèles glissant l'une contre l'autre, en concevant artificiellement le glissement interfacial contact-fluide au niveau des surfaces spécifiques22. Une telle technologie peut également être applicable pour générer un effet de lubrification limite entre deux surfaces solides lisses parallèles coulissantes, y compris pour concevoir un nano-palier formé de deux parois solides lisses parallèles21. A l'exception de la technologie de glissement interfacial21, aucune autre technologie n'a cependant été vue pour développer le palier à glissement nano formé entre deux parois pleines lisses parallèles.

La lubrification des limites dans un nanocontact a déjà été étudiée par des simulations atomistiques (y compris la simulation de dynamique moléculaire et la simulation de Monte Carlo), qui cependant prenaient généralement beaucoup de temps et consommaient beaucoup de stockage informatique et n'étaient souvent applicables que pour de très petites zones de contact23,24,25. De telles approches sont évidemment insuffisantes pour un contact réaliste avec une taille de contact beaucoup plus grande. Le calcul ab initio s'est avéré non applicable pour un micro-contact avec une grande largeur de contact et/ou une grande longueur de contact. Pour surmonter le temps énorme et l'énorme consommation de stockage informatique dans un tel calcul, de nombreuses méthodes de calcul ont été développées, mais encore loin d'être applicables à un contact réaliste26.

De nombreux modèles continus ou quasi continus ont également été proposés pour simuler l'écoulement d'un fluide confiné dans un nano canal. Hansen et al.27 ont déjà dérivé les profils de vitesse sur la hauteur du canal des écoulements de Couette et de Poiseuille en utilisant l'équation de Navier-Stokes, en tenant compte à la fois du glissement interfacial sur la paroi solide et des forces intermoléculaires dans le système. Bien que la longueur de glissement et le profil de vitesse du film dans l'écoulement de Poiseuille calculés à partir de leur modèle correspondaient aux résultats du MDS, leur modèle était basé sur l'hypothèse du fluide continu, n'incorporant pas la discontinuité et l'inhomogénéité du fluide confiné sur toute la hauteur du canal. Bhatia et al.28 ont passé en revue le modèle de Knudsen, le modèle de gaz poussiéreux, le modèle basé sur le frottement interfacial, l'approche Maxwell-Stefan, le modèle d'oscillateur et l'approche de frottement distribué pour étudier théoriquement le transport moléculaire dans les nanopores et ont souligné respectivement les caractéristiques et les lacunes de ces modèles. Certains d'entre eux ont omis l'interaction luide-paroi confinée, tandis que les autres n'ont considéré qu'implicitement l'inhomogénéité du fluide confiné bien qu'ils aient incorporé l'interaction fluide-paroi. Giannakopoulos et al.29 ont étudié par MDS les effets de taille du coefficient de diffusion, de la viscosité de cisaillement et de la conductivité thermique d'un fluide simple circulant dans un nano canal à température constante. Ils ont relié ces propriétés fluides à leurs valeurs en vrac respectivement par certaines équations de formulation. Ils ont montré que la viscosité de cisaillement du fluide confiné augmentait avec la réduction de la hauteur du canal, tandis que les deux autres propriétés du fluide le faisaient autrement. Leur étude a établi un lien entre les résultats du MDS et les formulations d'équations empiriques des propriétés physiques d'un fluide confiné, ces dernières étant importantes pour une modélisation efficace d'un contact technique. Ils ont ensuite développé un modèle de quasi-continuum pour l'autodiffusion d'un fluide s'écoulant dans un nano-canal afin de capturer l'ordre de fluide calculé par MDS sur toute la hauteur du canal30. Leur modèle visait à trouver une approche efficace pour simuler un flux multi-échelle allant du nano au macro.

Les phénomènes intéressants concernant le spin moléculaire, la viscosité rotationnelle et le moment cinétique d'un fluide confiné dans un nanocanal ont également été étudiés par MDS. Moore et al.31 ont montré qu'un fluide chloré ou un fluide composé de petites molécules linéaires possède une viscosité rotationnelle. Hansen et al.32 ont montré que dans un écoulement non stationnaire dans un nano-canal avec des fréquences d'oscillation extrêmement élevées, dans le fluide confiné, le moment cinétique doit être couplé au moment de translation en considérant la viscosité rotationnelle du fluide et l'effet de spin moléculaire du fluide confiné n'était pas négligeable. Cependant, ils ont montré que pour un écoulement stationnaire ou non stationnaire à faible nombre de Reynolds ces deux impulsions peuvent être découplées l'une de l'autre et l'effet de spin moléculaire du fluide confiné est négligeable.

Le modèle d'approche du facteur d'écoulement a été proposé pour étudier la lubrification physique des limites de la couche adsorbée33. La nature de ce modèle a été récemment découverte pour bien s'accorder avec les résultats du MDS dans les vitesses d'écoulement calculées du fluide confiné à la fois dans les écoulements de Couette et de Poiseuille18,19. L'équation d'écoulement du fluide confiné dans un nanocanal a ensuite été dérivée de ce modèle34. Le modèle néglige l'effet de spin moléculaire du fluide confiné et convient aux faibles nombres de Reynolds. Il s'agit en fait d'un modèle de continuum équivalent incorporant à la fois les effets dynamiques et non continus du fluide confiné, en tenant compte de la discontinuité et de l'inhomogénéité du fluide sur toute la hauteur du canal. Les avantages de ce modèle sont qu'il capture non seulement la caractéristique calculée MDS de l'écoulement du fluide confiné, mais qu'il est également applicable efficacement pour un contact réaliste avec une grande taille de contact. Sur la base de ce modèle, les résultats analytiques d'un roulement à marche nanométrique ont été obtenus21,34.

Le modèle d'approche du facteur d'écoulement ainsi que les résultats de la simulation de dynamique moléculaire ont montré que la vitesse moyenne sur la hauteur du canal d'un fluide confiné dans un nano-canal dans l'écoulement de Couette est en effet égale à celle calculée à partir de la théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique, tandis que l'amplitude de la vitesse d'écoulement de ce fluide confiné dans l'écoulement de Poiseuille est réduite en raison de l'effet de non-continuum, c'est-à-dire les effets de discontinuité et d'inhomogénéité du fluide confiné sur la hauteur du canal18,19. Ces résultats peuvent donner des indications importantes sur le mécanisme de génération de capacité de charge dans un nano roulement. C'est-à-dire que même avec deux parois pleines lisses parallèles, si l'interaction entre le fluide et la paroi solide dans la zone d'entrée est plus forte que celle dans la zone de sortie, des pressions importantes, puis la capacité de charge, seraient générées dans un palier à glissement nano, en raison du débit massique dans le flux de Couette dans le palier supérieur à celui hors du palier en raison de la plus forte adsorption sur la paroi du fluide, puis de la densité moyenne de fluide plus élevée sur l'épaisseur du film de fluide dans la zone d'entrée que dans la zone de sortie. L'effet de non-continuum du fluide dans un nano-palier réduit l'amplitude du débit massique de l'écoulement de Poiseuille à la fois dans les zones d'entrée et de sortie du roulement, il augmente ensuite l'amplitude du débit massique total dans le roulement mais réduit l'amplitude du débit massique hors du roulement. Pour maintenir la continuité de l'écoulement, des pressions plus élevées doivent être générées respectivement dans les zones d'entrée et de sortie du palier pour produire les écoulements de Poiseuille correspondants dans ces deux sous-zones en raison de l'effet de non-continuum fluide. L'effet de non-continuum fluide augmenterait ainsi considérablement la capacité de charge d'un nano roulement. D'autre part, le glissement du fluide confiné à la surface de la paroi dans un nano-palier influencerait également de manière significative la charge transportée du palier.

Selon les mécanismes sous-jacents de la génération de capacité de charge dans un nano-palier, le présent article tente d'étudier les performances d'un nouveau nano-palier coulissant formé entre deux parois planes solides parallèles qui dépend de l'adsorption physique, en utilisant le modèle d'approche du facteur d'écoulement. Différent du roulement étudié précédemment en prenant les propriétés de surface homogènes indiquées dans la réf. 34, le présent roulement prend des propriétés de surface inhomogènes sur la paroi solide fixe pour générer la capacité de charge du roulement, c'est-à-dire que dans le présent roulement, l'interaction entre le film lubrifiant et la paroi solide fixe dans la zone d'entrée du roulement est plus forte que celle dans la zone de sortie du roulement. Cet objectif pourrait être réalisé en prenant différents matériaux de la paroi solide fixe ou en recouvrant différents revêtements sur la paroi solide fixe respectivement dans les zones d'entrée et de sortie du palier. Le roulement actuel est également différent du roulement étudié en réf. 21, qui dépendait du glissement interfacial introduit artificiellement dans la zone d'entrée du roulement pour améliorer les performances du roulement, à condition que l'interaction entre la paroi solide fixe et le film lubrifiant dans la zone d'entrée du roulement soit beaucoup plus faible que celle dans la zone de sortie du roulement. Les propriétés de surface de la paroi solide fixe et les propriétés physiques d'adsorption du film lubrifiant dans le présent roulement sont donc largement différentes de celles du roulement étudié dans la réf. 21.

Sur la base du modèle d'approche du facteur d'écoulement, le présent article présente une analyse de la capacité de charge du roulement étudié. La condition pour la formation du roulement a été obtenue. Les résultats des calculs ont montré que des pressions importantes, puis des capacités de charge prononcées, peuvent être générées dans le roulement étudié pour de faibles épaisseurs de film lubrifiant, en raison de la forte adsorption physique et des effets de non-continuum du film lubrifiant. La condition optimale pour la capacité de charge maximale du roulement a également été obtenue.

La figure 1 montre le nano palier étudié formé de deux parois planes pleines lisses parallèles glissant l'une contre l'autre. L'ensemble de la paroi solide mobile est en matériau identique, sur lequel l'adsorption du fluide peut être forte, moyenne ou faible. Le fluide confiné peut glisser ou non au niveau de cette surface de paroi en fonction de son adsorption sur cette surface de paroi. La paroi solide fixe est divisée en deux sous-zones à savoir les sous-zones « a1 » et « a2 » qui sont respectivement constituées de matériaux différents ou recouvertes de revêtements différents. L'adsorption du fluide sur la surface de la paroi dans la sous-zone "al" est significativement plus forte que celle sur la surface de la paroi dans la sous-zone "a2". Le fluide confiné peut glisser ou non au niveau des surfaces de paroi dans ces deux sous-zones en fonction de ses adsorptions sur ces surfaces de paroi.

Le nano roulement proposé dépend de l'adsorption physique du fluide confiné sur les parois solides.

Description : Le matériau ou le matériau de surface de la sous-zone "a1" sont différents de ceux de la sous-zone "a2" et l'interaction entre le fluide et la paroi dans la sous-zone "a1" est significativement plus forte que celle entre le fluide et la paroi dans la sous-zone "a2".

L'ensemble de la zone lubrifiée du roulement étudié est divisé en sous-zones "I" et "II", qui désignent respectivement les zones d'entrée et de sortie du roulement. Le système de coordonnées cartésien est illustré à la Fig. 1. Dans l'analyse, il a été supposé que la pression dans le fluide confiné est constante sur toute l'épaisseur du film. Ceci est admissible selon les résultats de la simulation de dynamique moléculaire35. L'hypothèse de la pression constante à travers l'épaisseur du film a également été prise pour l'épaisseur du film à l'échelle du micromètre comme cela est fait dans la théorie de la lubrification hydrodynamique conventionnelle3. Le présent modèle n'est donc pas limité à l'épaisseur du film à l'échelle nanométrique, mais peut en fait être étendu à l'épaisseur du film à l'échelle micrométrique, c'est-à-dire le cas d'un film lubrifiant continu comme le montrent les équations. (1) et (2) dans ce dernier.

Dans la direction des coordonnées "y", le fluide confiné était supposé ne pas s'écouler, c'est-à-dire qu'aucune fuite latérale n'était supposée dans le roulement. Une telle hypothèse a d'ailleurs souvent été retenue dans l'analyse d'un appui hydrodynamique conventionnel3. Il est autorisé lorsque la taille du contact dans la direction des coordonnées "y" est beaucoup plus grande que celle dans la direction des coordonnées "x" de sorte que le débit côté fluide est négligeable par rapport au débit total de fluide dans le contact. Dans ce cas, l'hypothèse peut donner une bonne prédiction de la capacité de charge du roulement. Pour la taille de contact dans la direction des coordonnées « y » comparable à celle dans la direction des coordonnées « x », il peut être nécessaire de prendre en compte l'effet de fuite latérale et d'introduire un facteur de correction pour modifier la charge transportée du roulement calculée sur la base de l'hypothèse d'absence de fuite par glissement pour tenir compte de l'effet de fuite latérale comme cela a toujours été fait dans l'analyse du roulement hydrodynamique conventionnel3. Le présent travail est fondamental et le facteur de correction pour la charge transportée du roulement tenant compte de l'effet de fuite latérale peut être étudié dans les recherches ultérieures.

Dans la présente analyse, l'échauffement par frottement dans le roulement a également été négligé. Cela peut être admissible lorsque la vitesse de glissement est faible. Cependant, pour une vitesse de glissement élevée, cette hypothèse peut ne pas être admissible et une analyse thermique du roulement peut être nécessaire. Le présent travail peut donner un résultat fondamental pour le roulement étudié et en ce qui concerne l'effet d'échauffement par frottement, un facteur de correction peut également être introduit pour modifier les résultats actuels obtenus, comme toujours dans l'analyse hydrodynamique conventionnelle des roulements3.

Les surfaces de paroi couplées dans le palier actuel ont été traitées comme idéalement lisses et rigides. Ces traitements peuvent simplifier le problème. Pour les faibles pressions du film lubrifiant et la saillie sur la surface de la paroi bien inférieure à l'épaisseur du film lubrifiant, ces traitements sont autorisés. Cependant, lorsque la pression du film est si élevée que la déformation élastique de la surface de la paroi provoquée est comparable à l'épaisseur du film, l'influence de la déformation élastique de la surface de la paroi sur les performances d'appui doit être prise en compte. D'autre part, lorsque la saillie de la surface de la paroi est comparable à l'épaisseur du film, l'effet de rugosité de la surface de la paroi doit également être pris en compte. Ceux-ci pourraient être considérés comme des sujets intéressants dans les recherches futures. De plus, puisque le présent article traite de l'effet d'adsorption physique sur la capacité de charge du roulement, l'effet de coin entre les parois couplées est ici négligé, c'est-à-dire que les deux parois du roulement sont parallèles l'une à l'autre. Néanmoins, l'effet de coin entre les parois est également important pour la charge supportée par le roulement, comme cela est connu de la théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique3. Les recherches à cet égard seront menées très prochainement.

Enfin, étant donné que le présent article axe ses efforts sur l'étude de la capacité de charge d'un nano-palier apportée par l'adsorption physique, l'effet des pressions de surface dues aux interactions de paroi sur la charge transportée du roulement est négligé, c'est-à-dire que la charge transportée du roulement calculée ici est apportée par le film lubrifiant. Néanmoins, le calcul actuel est généralement la partie principale de la capacité de charge du roulement et est suffisant, car l'effet de pression de surface est généralement faible et négligeable lorsque l'épaisseur du film lubrifiant est un peu supérieure à 1 nm36,37 et aussi la contribution des pressions de surface est normalement bien inférieure à la contribution du film lubrifiant.

Sur la base des hypothèses mentionnées ci-dessus, selon le modèle d'approche du facteur d'écoulement pour l'écoulement du fluide confiné dans un nanocanal34, le débit massique par unité de longueur de contact à travers le contact du fluide confiné dans la sous-zone "I" est :

où h et p sont respectivement l'épaisseur du film et la pression du fluide confiné, x est la coordonnée dans le sens d'écoulement du fluide confiné illustré à la Fig. 1, est la densité moyenne du fluide confiné sur l'épaisseur du film dans la sous-zone "I" qui dépend de l'épaisseur du film, est la viscosité effective du fluide confiné dans la sous-zone "I" qui dépend de l'épaisseur du film, est le paramètre décrivant l'effet de non-continuum, c'est-à-dire les effets de discontinuité et d'inhomogénéité du fluide confiné sur l'écoulement du fluide dans la sous-zone "I". qui dépend de l'épaisseur du film et et . Ici, et sont respectivement les vitesses du fluide confiné sur les surfaces de parois solides fixes et mobiles dans la sous-zone "I". Lorsque et sont respectivement égaux aux vitesses de déplacement des surfaces de contact correspondantes, aucun glissement interfacial ne se produit ; Sinon, un glissement interfacial se produira. Le premier terme du membre de droite de l'Eq. (1) est le flux de Couette et il est exact d'après les résultats du MDS18,19 et le second terme de ce côté est le flux de Poiseuille. Comme éq. (1) le montre, l'effet de non-continuum du fluide confiné se traduit par le terme de l'écoulement de Poiseuille. Pour un gradient de pression nul, l'écoulement de Poiseuille s'annule et l'effet de discontinuité du fluide confiné disparaît alors. D'autre part, pour une épaisseur de film supérieure à l'épaisseur de film critique , la valeur de dans l'Eq. (1) vaut −1 de sorte que l'Eq. (1) se réduit à l'équation de Reynolds qui correspond à une lubrification fluide continue ; Sinon, pour une épaisseur de film inférieure, l'amplitude de est plus petite (inférieure à l'unité) et l'effet de non-continuum du fluide confiné est plus fort. Plus l'effet de non-continuum du fluide confiné est fort, plus la réduction de l'amplitude de l'écoulement de Poiseuille est importante. La grandeur de S est en fait le rapport du débit de Poiseuille du fluide non continu à celui d'un fluide continu équivalent. a été étayée par les résultats du MDS15,18,19, qui ont montré que l'effet de non-continuum (c'est-à-dire les effets de discontinuité et d'inhomogénéité sur l'épaisseur du film) du fluide confiné réduit l'amplitude de la vitesse d'écoulement de l'écoulement de Poiseuille du fluide confiné. En prenant les propriétés physiques , et du fluide confiné et la vitesse d'entraînement toutes dépendantes de l'interaction fluide-paroi, l'équation (1) prend en compte le glissement interfacial, l'adsorption physique et les effets de non-continuum du fluide confiné. Lorsque l'épaisseur de film h est inférieure à l'épaisseur de film critique, le film de lubrifiant entre deux parois solides deviendra non continu à travers l'épaisseur du film, la théorie de lubrification hydrodynamique conventionnelle (continuum) échouera et une théorie de lubrification non continue correspondante telle que montrée par Eq. (1) doit être appliqué. Pour une huile courante comme les huiles paraffiniques ou synthétiques, elle est normalement de l'ordre de 10 nm20 ; Alors que pour un liquide simple comme l'argon liquide et l'eau, cela ne peut être qu'à l'échelle de 1 nm11,15.

Une théorie de lubrification hydrodynamique conventionnelle (continuum) a déjà été utilisée pour étudier les performances d'un contact lubrifié à film moléculairement mince en incorporant les pressions de surface en raison des interactions avec les parois38. Une telle approche souffrait des lacunes critiques dans la modélisation de la rhéologie du fluide non continu confiné et devrait normalement donner la capacité de charge du contact lubrifié bien inférieure à celle donnée par une théorie de la lubrification non continue telle que montrée par Eq. (1) en raison de la négligence de l'adsorption physique et des effets non continus du film lubrifiant21,34. Cependant, lorsque le film lubrifiant est si épais que son épaisseur n'est pas considérablement inférieure à l'épaisseur critique du film, l'adsorption physique et les effets non continus du film confiné peuvent être faibles et négligeables, dans ce cas une telle approche peut donner la charge portée du contact lubrifié proche de celle donnée par une théorie de lubrification non continue21,34.

Une équation similaire peut être implémentée pour la sous-zone "II" et se lit comme suit :

où les significations des paramètres respectifs sont respectivement identiques à celles de l'Eq. (1) sauf que l'indice "II" désigne la sous-zone "II".

Comme la continuité du flux l'exige, ; Si , , et S(h) dans Eqs. (1) et (2) sont connus, pour un h donné, les distributions de pression dans les sous-zones "I" et "II" peuvent être respectivement résolues à partir de ces deux équations en utilisant la condition de continuité d'écoulement et les conditions aux limites de pression. Dans le même temps, les débits massiques et seront résolus.

Parce que l'adsorption du fluide confiné à la surface de la paroi dans la sous-zone "a1" est plus forte que celle à la surface de la paroi dans la sous-zone "a2", , et 34. Dans cette condition, l'effet de non-continuum du fluide confiné dans la sous-zone "I" est plus fort que celui dans la sous-zone "II".

Si nous avons . Comme Éqs. (1) et (2) montrent, dans cette condition, que le débit massique de fluide dans l'écoulement de Couette dans la sous-zone « I » est supérieur à celui dans la sous-zone « II ». Ainsi dans ce cas, s'il n'y avait pas de pressions générées dans le contact, la continuité d'écoulement ne serait pas maintenue dans le contact. Dans une telle condition, pour maintenir la continuité du flux, les pressions dans le contact doivent être générées pour produire le flux de Poiseuille correspondant pour équilibrer le flux total. Évidemment, dans cette condition, le roulement est formé avec une certaine capacité de charge.

Comme la continuité du débit l'exige, pour une condition de fonctionnement donnée, = constante. Ainsi, selon l'éq. (1), si est constant, est constant pour un h donné. De même, si est constant, est constant pour un h donné. Comme le montre la Fig. 1, les conditions aux limites de pression sont : . Soit , pour constant et , la distribution de la pression dans le fluide confiné est illustrée à la Fig. 2. On montre que dans cette condition, les pressions dans les sous-zones "I" et "II" sont respectivement distribuées linéairement et que la pression maximale se produit à la frontière entre ces deux sous-zones.

Une illustration de la répartition de la pression dans le palier actuel.

est la pression maximale dans le roulement. Description : Les pressions dans les sous-zones « I » et « II » du roulement sont respectivement réparties linéairement et la pression maximale se produit à la frontière entre ces deux sous-zones.

Soit et . Ici, u est la vitesse de la paroi solide en mouvement et et sont respectivement les quantités de glissement relatives du fluide confiné dans les sous-zones "I" et "II", qui dépendent des résistances au cisaillement de l'interface fluide-paroi dans ces deux sous-zones et des conditions de fonctionnement21. Ici, pour un régime de fonctionnement donné, et sont respectivement constants et leurs valeurs sont données a priori vraisemblablement. et sont sans dimension et entièrement différentes de la longueur de glissement (dimensionnelle) définie de manière conventionnelle, qui a été utilisée pour mesurer le degré de glissement interfacial39. Ici, , , une amplitude plus élevée de ou indique un glissement interfacial plus sévère dans les sous-zones "I" ou "II", tandis que les amplitudes de ou égales à l'unité indiquent le glissement interfacial le plus sévère dans les sous-zones "I" ou "II". Les deux signes de et peuvent être positifs ou négatifs selon que le glissement interfacial augmente les écoulements de Couette dans les sous-zones « I » et « II ». Pour , et le glissement interfacial dans la sous-zone « I » rend l'écoulement de Couette du fluide confiné supérieur à celui sans glissement interfacial ; Il en résulte un plus grand débit massique entraîné dans le contact et, par conséquent, des pressions de film et une capacité de charge du roulement plus élevées. Ainsi, est bénéfique pour la capacité de charge du roulement, tout en étant nocif. L'influence de est contraire ; est bénéfique pour la capacité de charge du roulement, tout en étant nocif.

Pour une condition de fonctionnement donnée, si le glissement interfacial se produit, et se sont avérés respectivement constants pour le contact formé par deux surfaces planes solides parallèles21,40. Ceci conduit à un contact constant et à un tel contact pour une condition de fonctionnement donnée. De plus, lorsque la vitesse de glissement u est suffisamment élevée, et peuvent respectivement être prises comme des constantes indépendantes de u40.

Pour constant et , selon et la distribution de pression montrée à la Fig. 2, on obtient que :

Il est résolu à partir de l'Eq. (3) que :

La charge par unité de longueur de contact portée par le roulement est :

Définissez les paramètres sans dimension suivants :

Ici, et sont respectivement la densité et la viscosité du fluide aux conditions ambiantes lorsque le fluide est continuum ; , et et sont respectivement les épaisseurs de film critiques du fluide confiné dans les sous-zones "I" et "II" pour que le fluide confiné dans ces sous-zones devienne un continuum à travers l'épaisseur du film.

La pression maximale sans dimension est :

La charge adimensionnelle supportée par le roulement est :

Selon l'éq. (6), les mécanismes de la capacité de charge du roulement actuel peuvent être dessinés comme suit :

Pour aucune occurrence de glissement interfacial, c'est-à-dire , est déterminé par le terme . Dans ce cas, la capacité de charge du roulement est générée en raison des différentes adsorptions physiques du fluide confiné sur les surfaces de paroi fixes respectivement dans les sous-zones "I" et "II".

Si , est déterminé par le terme qui doit être positif. Dans ce cas, la capacité de charge de l'appareil d'appui est générée en raison des glissements interfaciaux différents respectivement dans les sous-zones "I" et "II". Par exemple, une telle capacité de charge peut être atteinte en concevant respectivement la faible résistance au cisaillement interfacial de la paroi fluide à la surface de la paroi de la sous-zone "a1" et la résistance au cisaillement interfaciale relativement élevée de la paroi fluide à la surface de la paroi de la sous-zone "a2" de sorte que le glissement de fluide se produise respectivement à la surface de la paroi "a1" dans la sous-zone "I" et à la surface de la paroi mobile dans la sous-zone "II". Dans ce cas, > 21. En revanche, on obtient que pour le glissement interfacial dans la sous-zone « I » utile à la génération de la capacité portante de l'appareil d'appui, , sinon ; Alors que, pour le glissement interfacial dans la sous-zone "II" utile à la génération de la capacité de charge de l'appui, , sinon .

En fait, le mécanisme de support de charge du roulement peut être les effets combinés de l'adsorption physique, du non-continuum et du glissement interfacial du fluide confiné. La condition de formation du roulement est : . Si , pour = , la condition de formation de l'appui est toujours satisfaite et la capacité de charge de l'appui sera générée.

Parce que , , , , et 21,

(5) Géométrie optimale du roulement :

La valeur optimale de ψ pour la capacité de charge maximale du roulement est :

Dans cette condition optimale, la charge adimensionnelle portée par le roulement est :

où .

De l'éq. (10), on peut trouver que des amplitudes inférieures de et mais des amplitudes supérieures de et donnent des capacités de charge plus élevées du roulement. Par exemple, pour une épaisseur de film donnée h, l'augmentation à la fois des forces d'interaction entre le fluide confiné et les parois "a1" et "a2" donne des amplitudes inférieures de et mais des amplitudes supérieures de et 11,18 et peut ainsi augmenter la capacité de charge du roulement.

Les paramètres et sont exprimés sous la forme générale suivante41 :

où et , , et sont respectivement des constantes.

Les paramètres et sont exprimés sous la forme générale suivante41 :

où , et sont respectivement des constantes.

Les paramètres et sont exprimés sous la forme générale suivante41 :

où , , et sont respectivement des constantes.

Des calculs exemplaires ont été effectués. Dans ces calculs, l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a2" est relativement faible et l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est respectivement prise comme moyenne et relativement forte. Dans les calculs, nm, nm pour l'interaction de niveau moyen entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" et nm pour l'interaction relativement forte entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1". Les valeurs de et ont été choisies en fonction des observations expérimentales16,20. Les valeurs des autres paramètres dans le calcul sont respectivement présentées dans les tableaux 1, 2 et 3. Les comparaisons des valeurs de , , , , et pour différentes épaisseurs de film basées sur les valeurs des paramètres d'entrée dans les tableaux 1, 2 et 3 ont été présentées dans la réf. 41. Ces valeurs de paramètres rhéologiques fluides sans dimension concordent bien avec les mesures expérimentales et les résultats de simulation de dynamique moléculaire11,12,13,14,15,16.

La figure 3 montre les valeurs de pour différentes épaisseurs de film lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est respectivement relativement forte et de niveau moyen. La valeur de est indépendante du glissement interfacial mais fortement dépendante des interactions entre le fluide confiné et les parois dans les sous-zones « a1 » et « a2 ». Pour une épaisseur h de film nanométrique donnée, l'augmentation de l'adsorption du fluide confiné sur la paroi dans la sous-zone "a1" augmente significativement la valeur de ; Alors que l'augmentation de l'épaisseur du film réduit considérablement la valeur de .

Tracés de la valeur de contre l'épaisseur du film hlorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone « a1 » est respectivement relativement forte et moyenne.

est la valeur optimale de pour la capacité de charge maximale du roulement. Description : La valeur de est indépendante du glissement interfacial mais fortement dépendante des interactions entre le fluide confiné et les parois dans les sous-zones « a1 » et « a2 ».

La figure 4 (a) trace les valeurs de la charge maximale sans dimension portée par le roulement (dans les conditions optimales) par rapport à l'épaisseur de film h pour différentes valeurs positives de et lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est de niveau moyen. Assistez à cela dans cette figure . Cela signifie que le glissement interfacial de la Fig. 4 (a) est utile pour la génération de la capacité de charge du roulement (selon l'équation (6)). Ce résultat est clairement illustré par la figure 4(a). Le glissement interfacial de la Fig. 4 (a) peut être atteint lorsque le glissement du fluide est présent sur toute la surface de la paroi fixe mais absent sur toute la surface de la paroi mobile (en raison de la forte interaction et par conséquent de la résistance élevée au cisaillement interfacial entre le fluide confiné et la paroi mobile). Le mécanisme d'augmentation de la capacité de charge du roulement par le glissement interfacial de la Fig. 4(a) est que pour une épaisseur de film donnée, le débit massique de fluide dans l'écoulement de Couette dans la sous-zone "I" (dans le roulement) est supérieur à celui dans la sous-zone "II" (hors du roulement) car mais la densité du fluide confiné dans la sous-zone "I" est supérieure à celle dans la sous-zone "II", cette différence de débit massique est augmentée avec le glissement interfacial, pour en maintenant la continuité de l'écoulement dans le palier, des pressions plus élevées doivent être générées respectivement dans les sous-zones "I" et "II" pour produire les écoulements de Poiseuille correspondants pour équilibrer le débit massique total à travers le palier lorsque le glissement interfacial est augmenté, ainsi la capacité de charge du palier est augmentée avec le glissement interfacial.

Courbes de la valeur de la charge maximale sans dimension portée par le roulement (dans les conditions optimales) en fonction de l'épaisseur de film h pour différentes valeurs de et lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est de niveau moyen.

et sont respectivement les quantités de glissement relatives du fluide confiné dans les sous-zones "I" et "II". Description : Pour des valeurs données de et , la réduction de l'épaisseur du film augmente considérablement la valeur de , en particulier pour les très faibles épaisseurs de film.

La figure 4(a) montre que pour des valeurs données de et , la réduction de l'épaisseur du film augmente significativement la valeur de en particulier pour les très faibles épaisseurs de film. Cela est dû à l'augmentation des effets de non-continuum et d'adsorption physique du fluide confiné avec la réduction de l'épaisseur du film. Pour les épaisseurs de film très faibles, les forts effets de non-continuum et d'adsorption physique du fluide confiné peuvent augmenter considérablement la capacité de charge du roulement21,34.

La figure 4(b) trace les valeurs de la charge maximale sans dimension portée par le roulement contre l'épaisseur du film h pour différentes valeurs négatives de et lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est de niveau moyen. Le glissement interfacial de la Fig. 4(b) s'avère préjudiciable à la génération de la capacité de charge du roulement. Il peut être présent lorsque le glissement du fluide se produit sur toute la surface de la paroi mobile en raison de la faible interaction puis de la faible résistance au cisaillement interfacial entre le fluide et la paroi mobile. Le mécanisme de l'influence du glissement interfacial sur la capacité de charge du roulement de la Fig. 4(b) est similaire à celui de la Fig. 4(a). Dans la figure 4(b), pour une épaisseur de film donnée et des valeurs négatives de et , lorsque le glissement interfacial est augmenté dans les zones d'entrée et de sortie du roulement, la différence (positive) entre le débit massique de fluide dans l'écoulement de Couette dans la sous-zone "I" et celui dans la sous-zone "II" est réduite car les vitesses d'entraînement et les deux sont réduites. Poiseuille s'écoule pour équilibrer le débit massique total à travers le roulement, ainsi la capacité de charge du roulement est réduite avec l'augmentation du glissement interfacial. Encore une fois, pour des valeurs données de et , la réduction de l'épaisseur du film augmente significativement la valeur de surtout pour les très faibles épaisseurs de film.

La figure 5 (a) trace les valeurs de la charge maximale sans dimension portée par le roulement contre l'épaisseur du film h pour et différentes valeurs positives de lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est relativement forte. Le glissement interfacial de la Fig. 5(a) est préjudiciable à la génération de la capacité de charge du roulement. Il peut être présent lorsque le glissement du fluide n'est présent qu'à la surface de la paroi fixe dans la sous-zone "II" en raison de la faible interaction fluide-paroi, puis de la faible résistance au cisaillement de l'interface fluide-paroi. Dans la figure 5 (a), pour une épaisseur de film donnée, l'augmentation du glissement interfacial améliore la vitesse d'entraînement puis le débit massique de fluide dans l'écoulement de Couette dans la sous-zone "II", pour maintenir la continuité de l'écoulement dans le palier, des pressions plus faibles doivent être générées respectivement dans les sous-zones "I" et "II" pour réduire l'amplitude des écoulements de Poiseuille dans ces deux sous-zones afin d'équilibrer le débit massique total à travers le palier lorsque le glissement interfacial est augmenté, donc la charge La capacité de roulement du roulement est réduite avec l'augmentation du glissement interfacial.

Courbes de la valeur de la charge maximale sans dimension portée par le roulement (dans les conditions optimales) en fonction de l'épaisseur du film h pour différentes valeurs de et lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est relativement forte.

(un) . et sont respectivement les quantités de glissement relatives du fluide confiné dans les sous-zones "I" et "II". Description : Pour des valeurs données de et , la réduction de l'épaisseur du film augmente considérablement la valeur de , en particulier pour les très faibles épaisseurs de film. La comparaison entre les figures 4(a) et 5(a) ainsi que la comparaison entre les figures 4(b) et 5(b) montrent que pour une épaisseur de film donnée h et des valeurs données de et , l'augmentation de la force d'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" augmente significativement la valeur de surtout lorsque l'épaisseur du film est faible.

La figure 5(b) trace les valeurs de la charge maximale sans dimension portée par le roulement contre l'épaisseur du film h pour différentes valeurs négatives de et lorsque l'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" est relativement forte. Semblable à la Fig. 4(b), le glissement interfacial de cette figure est préjudiciable à la génération de la capacité de charge du roulement.

La comparaison entre les figures 4(a) et 5(a) ainsi que la comparaison entre les figures 4(b) et 5(b) montrent que pour une épaisseur de film donnée h et des valeurs données de et , l'augmentation de la force d'interaction entre le fluide confiné et la paroi dans la sous-zone "a1" augmente significativement la valeur de surtout lorsque l'épaisseur du film est faible. Cela est dû aux effets croissants de non-continuum et d'adsorption physique du fluide confiné dans la sous-zone "I", qui est très forte pour les faibles épaisseurs de film lubrifiant.

Les références 21 et 34 ont montré les charges transportées d'un palier nano étagé dans la condition optimale lorsque le glissement interfacial était respectivement introduit artificiellement et absent, en utilisant des données d'adsorption physique du fluide confiné très proches de celles utilisées dans la présente étude. La comparaison entre les charges transportées de ce roulement et celles du roulement actuel montre que dans les mêmes conditions de fonctionnement, la charge maximale transportée du roulement actuel (dans les conditions optimales) est comparable à celle d'un roulement à gradins nano, bien qu'elle soit un peu inférieure à ce dernier. Les avantages du présent roulement peuvent être évidents : un roulement avec une capacité de charge comparable mais des géométries et des structures simples et les faibles coûts de fabrication qui en résultent.

Pour évaluer les performances du présent roulement, les résultats pour un exemple de roulement sont donnés ici. La largeur totale de ce palier est de 20 µm. Le lubrifiant utilisé est une huile courante avec des molécules à chaîne courte et sa viscosité aux conditions ambiantes est de . La surface de paroi fixe dans la sous-zone « II » est recouverte d'un revêtement hydrophobe tel que le matériau PTFE (Polytétrafluoroéthylène) de sorte que l'interaction entre cette surface de paroi et le lubrifiant est relativement faible ; Les données d'adsorption physique du lubrifiant confiné dans la sous-zone "II" sont supposées être celles indiquées dans les tableaux 1, 2, 3 et nm. La surface de paroi fixe dans la sous-zone "I" est recouverte d'un revêtement hydrophile tel que le matériau TiO2 de sorte que l'interaction entre cette surface de paroi et le lubrifiant est de niveau moyen ; Les données d'adsorption physique du lubrifiant confiné dans la sous-zone "I" sont supposées être celles indiquées dans les tableaux 1, 2, 3 pour l'interaction moyenne et nm. Dans ce cas, pour nm, la valeur optimale () de ψ pour la capacité de charge maximale du roulement est de 1,53. Pour réaliser cette condition, voici μm et μm. Si mm/s et = = 0,25, lorsque nm, la charge dimensionnelle (w) par unité de longueur de contact portée par le roulement dans cette condition optimale est de 21,12 N/m.

L'article propose un nouveau nano roulement basé sur les différentes adsorptions physiques du film lubrifiant sur les surfaces de contact spécifiques. Le palier est formé de deux parois planes pleines lisses parallèles glissant l'une contre l'autre. La théorie conventionnelle de la lubrification hydrodynamique a nié la formation d'un tel roulement.

Sur la base du modèle d'approche du facteur d'écoulement, une analyse a été dérivée pour la capacité de charge de ce roulement. La condition pour la formation de ce roulement a été déduite comme suit : . La géométrie optimale pour la capacité de charge maximale et la charge supportée correspondante du roulement ont également été dérivées. Il a été constaté que le mécanisme de la capacité de charge de ce palier peut en fait être les effets combinés de l'adsorption physique, du non-continuum et du glissement interfacial du fluide confiné ; Chacun de ces trois effets est capable de générer une capacité de charge importante du roulement lorsque les conditions de fonctionnement sont appropriées. Pour de faibles épaisseurs de film lubrifiant, la capacité de charge du roulement est comparable à celle d'un roulement nano étagé pour la même condition de fonctionnement, en raison de la forte adsorption physique et des effets de non-continuum du fluide confiné. L'étude montre les valeurs d'application potentielles de ce roulement dans les systèmes micromécaniques.

Comment citer cet article : Zhang, Y. Nouveaux nano roulements construits par adsorption physique. Sci. Rep. 5, 14539; doi : 10.1038/srep14539 (2015).

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Collège de génie mécanique, Université de Changzhou, Changzhou, 213016, province du Jiangsu, Chine

Yongbin Zhang

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Zhang, Y. Nouveaux nano roulements construits par adsorption physique. Sci Rep 5, 14539 (2015). https://doi.org/10.1038/srep14539

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Reçu : 02 février 2015

Accepté : 25 août 2015

Publié: 28 septembre 2015

DOI : https://doi.org/10.1038/srep14539

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