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RHEOLOGIE Conformation et dynamique des polymères Notions de rhéologie Viscoélasticité de polymères simples Rhéologie des suspensions colloïdales.

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1 RHEOLOGIE Conformation et dynamique des polymères Notions de rhéologie Viscoélasticité de polymères simples Rhéologie des suspensions colloïdales

2 Conformation et dynamique des polymères Conformation d’une chaîne idéale Conformation et dynamique des polymères

3 Conformation d’une chaîne unique Molécule linéaire très longue Masse moléculaire M Longueur de la chaîne étirée L

4 Conformation d’une chaîne unique Cette chaîne, sous l’effet de l’agitation thermique, va avoir des conformations complexes qui évolue constamment au cours du temps

5 Conformation d’une chaîne unique L’étendue spatiale de la chaîne est beaucoup plus petite que sa longueur L. Soit L sa longueur curvilinéaire, la relation est : =L.l K Valeur moyenne l K = Longueur de Kuhn R0R0

6 Conformation d’une chaîne unique Polymères « classiques » : R 0 /M 1/2  0,1-0,05 en nm/g 1/2 (voir Polymer Handbook) M= g R 0  10 nm Polymères semi-rigide Poly (n-hexyl isocyanate) M= g R 0 =100 nm

7 Entropie et élasticité de chaîne Supposons une chaîne fixée aux deux extrémités. Elle se tortille sous l’effet de l’agitation thermique. En moyenne, elle exerce une force attractive entre les deux parois Cette force, d’origine entropique vaut : F = L k B T/R 0 2 L Energie thermique Distance moyenne bout à bout

8 Entropie et élasticité de chaîne Cette force microscopique, est responsable de l’élasticité caoutchoutique L’agitation thermique des chaînes tend à les rendre non étirée. Il faut donc fournir une force pour maintenir une déformation. Cette force est proportionnelle à la température. Ainsi un élastique est un des rares systèmes qui devient plus difficile à déformer quand on le chauffe

9 Entropie et élasticité de chaîne Le module élastique d’un réseau vaut alors : G’=k B T/   Où  est la taille de la maille du réseau  points de réticulation

10 Dynamique d’une chaîne A quelle vitesse bouge une chaîne ? Le rayon bout à bout évolue sur un temps caractéristique égal à :  = L 2.  /k B.T viscositéEnergie thermique C’est ce qu’on appelle un comportement de type Rouse

11 Dynamique d’une chaîne Ainsi l’étendue spatiale (la distance moyenne bout à bout) croit plus lentement que la masse (comme M 1/2) Mais le temps typique des fluctuations augmente plus vite que la masse ( comme M 2 )

12 Conformation et dynamique d’une chaîne unique Je déforme Il faut exercer une force Si je ne maintiens pas la chaîne elle relaxe

13 Conclusion de cette partie On a considéré qu’une chaîne idéale « dans le vide » et « fantôme » c’est à dire ne se voyant pas elle même. On va regarder les modifications apportée par la présence du solvant et d’autres chaînes

14 Chaîne en bon solvant Lorsqu’une chaine est dans un « bon solvant », le solvant qui aime le contact avec la chaîne à tendance à la « gonfler »

15 Chaîne en bon solvant compromis : Energie gagnée avec les contacts chaînes/solvant Entropie perdue par le « gonflement » de la chaîne Le compromis donne une loi de croissance distance bout à bout/longueur différente : R 0 =l K (L/l K ) 0.6 L’augmentation de taille avec la longueur est légèrement plus rapide

16 Chaîne en bon solvant Dans le Polymer Handbook On trouve les relations R 0 =M a Pour les différents solvants : a varie de 0.5 en solvant « neutre » ou théta, à 0.6 en bon solvant, et jusqu’à 1 (à cause des effets electrostatiques)

17 Chaîne en « vrai » solvant Le problème des interactions hydrodynamique Une particule que se déplace dans un solvant, induit un écoulement autour d’elle

18 Chaîne en « vrai » solvant Le problème des interactions hydrodynamique Lorsqu’un chaîne bouge (sous l’effet de l’agitation thermique), le mouvement se propage plus facilement à cause des interactions hydrodynamique.

19 Chaîne en « vrai » solvant La chaîne se comporte plus comme « un ballon rempli d’eau dans l’eau » et le temps de relaxation ne varie plus comme L 2 mais comme L. C’est ce qu’on appelle un comportement de type Zimm (par rapport à Rouse )

20 Chaînes enchevétrées (blobs) En augmentant la concentration les chaînes s’enchevètrent. On appelle ce régime le régime « semi-dilué »

21 Chaînes enchevétrées A cette échelle une chaîne se voit elle même Aux grandes échelles elle est piégée par ses voisines

22 Chaînes enchevétrées mouvement = la reptation Le temps pour une chaîne pour sortir de son « tube » varie comme M 3,3, et atteint facilement la seconde

23 Conclusion notions de bases Une chaîne polymère est un objet soumis à une agitation Brownienne qui la fait changer de configuration Elle constitue une pelote qui est beaucoup plus petite que sa longueur étirée Elle résiste par une force de rappel à tout étirement (élasticité) Ses mouvements sont très lents (surtout si elle est enchevêtrée) Ce sont l’élasticité des chaînes et leurs dynamiques qui vont déterminer les propriétés mécaniques des systèmes

24 Notions de rhéologie de base Contrainte/déformation/cisaillement Fluides viscoélastiques Origine des contraintes

25 AC B A C B Introduction, Microscopiquement, une déformation rapproche (A/B) et éloigne(B/C) des objets du fluide. Ces objets étant en interaction, les distances entre eux variant, ceci entraîne à l’échelle macroscopique l’apparition d’une contrainte.

26 Introduction, AC B A C B Microscopiquement, une déformation rapproche (A/B) et éloigne(B/C) des objets du fluide. Ces objets étant en interaction, les distances entre eux variant, ceci entraîne à l’échelle macroscopique l’apparition d’une contrainte.

27 - La déformation s’exprime comme la variation du déplacement dans l’espace :  = u/d u & d ont la dimension d’une longueur. Donc  est sans dimension, c’est un nombre. On l’exprime parfois en %. u d Structure initialeDéformation  = u/d Déformation de cisaillement simple

28 Dans un écoulement stationnaire d Vitesse V =V/ d Le taux de cisaillement : son unité est l’unité d’une fréquence, elle s’exprime en seconde –1. Un taux de cisaillement de 1 s -1 signifie qu’en une seconde, le système a été déformé d’une unité (ou de 100%). Le point signifie dérivée par rapport au temps

29 En général, lorsque l’on déforme instantanément un système de 100%, celui-ci oublie sa structure initiale. Donc si l’on applique un taux de cisaillement de x s -1, on « efface » l’histoire en un temps de 1/x seconde. Si un système a un temps de relaxation naturel égal à t r, alors si on applique un cisaillement égal à tel que t r est grand devant 1, le système n’a pas le temps de relaxer et sa structure est profondément affectée par le cisaillement : t r >>1t r <<1

30 Contrainte de cisaillement simple Pour exprimer la «force » exercée par le fluide, on utilise la contrainte, qui est une force par unité de surface. F -F L’unité de la contrainte est la même que l’ unité de pression, c’est le Pascal 1 Pascal = 1 Newton/mètre 2 = atmosphère Surface S  =F/S

31 V  Lorsque l’on applique un taux de cisaillement constant dans le temps, de nombreux fluides (tous les fluides de petites molécules dans leur phase liquide ou gazeuse en fait), répondent avec une contrainte proportionnelle au taux de cisaillement. On nomme ces fluides des fluides Newtonien. Ils sont caractérisé par la relation :  =  Le coefficient  est appelé la viscosité. Son unité est le Pascal seconde, noté Pa.s. L’eau a une viscosité de Pa.s Un miel « visqueux » de l’ordre de 1 Pa.s Viscosité

32 Lorsque l’on applique par contre à un corps solide une déformation, celui-ci répond souvent par une contrainte proportionnelle à la déformation imposée, on l’appelle solide Hookéen. On a donc :  =G  G est appelé le module élastique. Il a la même unité que la contrainte, c’est à dire le Pascal (la déformation  n’a pas d’unité). Module d’un gel mou : 10 3 Pa D’un élastomère : Pa D’un polymère solide : 10 9 Pa d u  Module élastique

33 G  k B T/  3 G  Pa 1 micron 4 Pa 100 nm Pa 10 nm 4 M Pa 1 nm 4 G Pa 1 angstrom  étendue spatialle des fluctuations k B constante de Boltzmann = T température en Kelvin Emulsions à 50% (indetectable à l’oeil) Gel (solutions semi-diluée de polymères réticulés) Elastomère bien réticulé Solide dur Origines du module élastique

34 temps    relaxation  t=0 Réponse élastique aux temps courts (module G) Notions de viscoélasticité Relaxation (temps  )

35 Linéarité temps   t=0 Chaque déformation induit une contrainte qui va s’additionner aux précédentes et relaxer (indépendament des autres)

36 La déformation crée de la contrainte Mais cette contrainte est oubliée après  Seule la contrainte créée pendant le t r (càd  ) précédent contribue Relation exacte dans le cas d ’un fluide Maxwellien  = G  d’où la relation  = G.  Relation viscosité/élasticité

37 Ainsi la viscosité d’un fluide viscoélastique est le produit du temps de relaxation par le module élastique « instantanné »  = G. 

38 En oscillation En écoulement oscillant :  =  0. cos(  t)  =  0.cos(  t-  ) t

39 En oscillation  =  0. cos(  t)  =  0.cos(  t-  ) t Solide élastique :  G  Fluide visqueux : 

40 En oscillation Solide élastique :  G  Fluide visqueux :  En général la situation est mixte :  (t)  G’  cos(  t)  G’’  sin(  t) Module élastique Module de perte (G’’= -  Le module viscoélastique : G * = G’+i G’’

41 En oscillation (fluide de Maxwell ) relaxation de  en e -t/  Log  Log G’ Log G’’ Module « au plateau »   visqueux élastique

42 En oscillation (fluide de Maxwell ) relaxation de  en e -t/ 

43 Modèle d’Eyring A l’équilibre temps  Déformation Energie E Barrière d’énergie à franchir : E Temps de saut :

44 Modèle d’Eyring Sous contrainte  Déformation Energie favorable défavorable

45 Modèle d’Eyring Déformation Energie Saut + Saut - v est le volume d’activation

46 Modèle d’Eyring Déformation Energie Saut + Saut - Taux de cisaillement:

47 Modèle d’Eyring Déformation Energie Taux de cisaillement: Fluide visqueux : temps de relaxation module élastique la viscosité diminue quand la température augmente selon une loi d’Arrhénius

48 Modèle d’Eyring Sous contrainte  temps de relaxation en l’absence de contrainte module élastique + La dynamique est faiblement modifiée par la contrainte La viscosité est le produit du temps de relaxation à l’équilibre par le module élastique

49 Force normale Création de contrainteRotation de la contrainte « mémorisée » La force normale écarte les plaques, et induit une tension de ligne sur les lignes de courants

50 Force normale Manifestation : Montée sur les axes (contraction des lignes de courant) Gonflement en sortie de filière

51 Viscoélasticité/écoulement ? Log  Log G’ Log G’’ Module « au plateau »   visqueux élastique

52 Relations écoulement oscillant/stationnaire x y Relation G ‘’ écoulement (viscosité Newtonienne) Relation G’ force normale (Laun) Valable pour les fluides sans contrainte seuil ni désordre gelé

53 Conclusion notion de rhéologie La rhéologie est controlée par : Le module élastique (au plateau ou au temps court) Le temps de relaxation de la contrainte La viscosité est le produit des deux quantités L’analyse précise du (ou des ) phénomène(s) passe par l’étude du module viscoélastique

54 Origine microscopique de la contrainte Comment relier le comportement macroscopique à la strcture et la dynamique microscopique AC B A C B

55 Deux types de contributions microscopiques Contribution hydrodynamique Contribution thermodynamique Pression osmotique, élasticité entropique, interactions électrostatiques En écoulement Traduit l ’écoulement complexe du solvant

56 Contrainte hydrodynamique Relation d’Einstein : viscosité des suspensions de sphères dures  = fraction volumique des sphères Terme d’interaction

57 Contrainte thermodynamqiue Toute structure rendue anisotrope par l’écoulement induit une contrainte opposée à l’écoulement. Pression osmotique anisotrope, élasticité entropique de chaînes étirées, interactions électrostatiques etc... Contrainte due à l’anistropie des chaînes

58 Le rapport de ces deux types de contrainte est exprimé par le nombre de Péclet Pour des particules d ’un micron dans l ’eau le taux de cisaillement où Pe=1 vaut 1 s -1 taux de cisaillement r rayon des objets  viscosité k B constante de Boltzmann = T température en Kelvin

59 Comment les séparer temps  t=0 Contrainte hydrodynamique  Contrainte thermodynamique McKey (1995) La  hydro disparait dés que l’écoulement cesse. La  thermo disparait quand la structure revient à l’équilibre  Viscoélasticité

60 Wagner Isoler les origines de contraintes dans des suspensions de sphères dures colloïdales

61 A fort écoulement, l ’hydrodynamique domine entropique Cela peut conduire à des rhéoépaississements

62 Origine microscopique des contraintes Conclusion Les contraintes d’origine thermodynamique (élasticité au temps courts) dominent à faible taux de cisaillement. Elles créent la viscoélasticité Les contraintes d’origine hydrodynamique (écoulement de solvant) dominent aux forts taux de cisaillement

63 Conclusion notions de base rhéo Contraintes hydrodynamiques : pas de viscoélasticité Contraintes thermodynamiques : viscoélasticité avec deux grandeurs : Le module élastique aux temps courts Le temps de relaxation de la structure

64 Rhéologie des polymères simples Appliquer les notions précédentes aux polymères pour comprendre leur rhéologie.

65 Solutions diluées A cause des interactions hydrodynamiques dans la chaîne, une chaîne se comporte comme une sphère pleine  effet hydrodynamique  relation d’Einstein Rayon hydrodynamique R H

66 Solutions diluées La mesure de la viscosité à très faible dilution permet d’obtenir le rayon hydrodynamique (et donc indirectement la masse)

67 Polymères enchevétrés A cette échelle chaîne libre Aux grandes échelles elle est piégée par ses voisines (pendant un certain temps)

68 Polymères enchevétrés Module élastique aux temps courts G  k B T/  3 G  4 Pa 100 nm Pa 10 nm 4 M Pa 1 nm 

69 Polymères enchevétrés Reptation :   M 3.3  Relaxation de la contrainte

70 Polymères enchevétrés Au bilan : un fluide visco-élastique Contient les effets de module élastique et de frottement solvant/polymère Reptation

71 Relaxation de contrainte

72 viscoélasticité

73 )

74

75 viscosité

76 Viscoélasticité/écoulement ? Log  Log G’ Log G’’ Module « au plateau »   visqueux élastique

77 En cisaillant trop rapidement, les chaînes n’ont pas le temps de se réenchevêtrer Log  Log 1/t r

78

79 trtr Elasticité G  k B T/  3  = distance entre enchevêtrements t r temps de vie de l ’agrégat temps de relaxation d’une chaîne Les polymères associatifs

80 Visco-élasticité Régime de « Maxwell » Régime « relaxation de chaîne» Log G’ Log G’’ Log 

81 Log  Log 1/t r ? Extensibilité limite ou augmentation des contacts

82 Suspensions colloïdales stables particules en suspensions dans un solvant, de diamètre compris entre 10nm et 1 micron, stabilisée,

83 Suspensions stables La viscosité à faible contrainte augmente avec la fraction volumique A forte contrainte, on a successivement une diminution puis une augmentation de la viscosité

84 rappel : deux origines pour la contraintes écoulement hydrodynamique entropie (pression osmotique)

85 Suspensions stables Ecoulement qui ne perturbe pas la structure, contraintes hydrodynamiques et entropiques changement de structure qui facilite l’écoulement (queue leu leu) Blocage par les films d’eau intraparticulaires

86 Suspensions de sphères dures Suspensions diluées : hydrodynamique du solvant (loi d’Einstein) Suspensions concentrées  viscosité de la suspension  S viscosité du solvant  fraction volumique en objets  C fraction à lempilement compact (64% si monodisperse)

87 Sphères molles assez concentrées D ’après C. Allain Les couches s’interpénètrent : Le rayon effectif diminue lorsque la concentration augmente

88 Sphères molles Fraction effective : on tient en compte la taille du nuage électrostatique Silice 9 nm pH=9.5 e / nm 2 c = [NaCl]mol/l On rescale avec un rayon effectif

89 suspensions stables Avec l’augmentation de la viscosité, un module élastique apparaît (proche du module de compression osmotique) C’est l’augmentation simultanée du module (pression osmotique) et du temps (gêne des mouvements par encombrement) qui sont responsables de l’augmentation de la viscosité

90 suspensions très concentrées Il y a un seuil d’écoulement qui apparaît La dynamique au repos est très lente Mouvement sous contrainte seulement

91 suspensions très concentrées Déformation Energie contrainte Contrainte seuil En l’absence de dynamique rapide au repos, le système présente une contrainte seuil

92 Suspensions stables : conclusions En dilué : Effet de rayon effectif Divergence de la viscosité lorsqu’on augmente la concentration Apparition d’une contrainte seuil, signe du blocage des mouvements Browniens

93 Conclusion générale En rhéologie linéaire :  La viscosité est le produit du module élastique du système par le temps de relaxation naturel de la structure  Si le temps est dans un domaine accessible par un rhéomètre (1000s -0,01 s), le fluide apparaît comme viscoélastique  Si le temps est très grand, le fluide présente un seuil d’écoulement  Si le temps est très court ( liquide simple, systèmes dilués) le fluide est Newtonien

94 Conclusion générale En rhéologie non-linéaire : Lorsque l’inverse du taux de cisaillement (temps caractéristique de l’écoulement) devient plus grand quele temps de relaxation naturel de la structure Le système change de structure et de propriétés rhéologique, mais il n’y a pas de règles générales


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