WPŁYW MENISKÓW NA TARCIE

h

a

δ

W przypadku materiałów, dla których wielkość sprężystego odkształcenia pod wpływem obciążenia mechanicznego jest mniejsza od zasięgu działania sił powierzchniowych, stosuje się określenie: materiały sztywne. Stosowana jest do nich teoria Bradleya. Wtedy powierzchnie ciał są dostatecznie oddalone od siebie i w czasie styku nie obserwuje się sprężystych odkształceń; wówczas δ_a = 0.

Z analizy przeprowadzonej przez Johnsona wynika, że teoria Maugisa- -Dugdale’a stosuje się w zakresie od 10–3 do 10–2 λ, a dla układów o bezwy- miarowym parametrze λ>6(lub μ>15) bardziej odpowiednia jest teoria JKR.

Homola i współpracownicy [42], stosując do badań aparat do pomiaru sił powierzchniowych, rozszerzyli model JRK również dla warunków dynamicz- nych dla dwóch powierzchni w styku ślizgowym przy małych prędkościach. W warunkach dynamicznych, kiedy powierzchnie ślizgały się wzajemnie i przedzielone były cienką warstwą cieczy, adhezja była minimalna. Wartości krytycznego naprężenia ścinającego Sc dla cieczy zależą przede wszystkim od liczby warstw n i, przy małych wartościach, są w dużym stopniu niezależne od obciążenia i prędkości ślizgania. Dla danego n siła ścinania jest proporcjonalna do powierzchni rzeczywistego styku, zgodnie z równaniem (3).

3.3. WPŁYW MENISKÓW NA TARCIE

Inny rodzaj przyciągania się dwóch powierzchni ciała stałego występuje, gdy ciecz zwilża obie powierzchnie ciała stałego, tworząc kołowy menisk przedstawiony na rys. 28; występujące wtedy ciśnienie Laplace’a oraz lepkość cieczy powodują również przyciąganie tych powierzchni.

Rys. 28. Menisk cieczy pomiędzy dwiema płaskimi powierzchniami [8]

Ciśnienie kapilarne Laplace’a spowodowane napięciem powierzchniowym cieczy przyciąga płaskie powierzchnie dwóch ciał stałych, i dla określonej objętości cieczy jego wartość obliczamy za pomocą wzoru:

h

P L

L₌2γ (cosΘ₁+cosΘ₂) ₍₆₈₎

gdzie:

Θ1 i Θ2 – kąty styku ciecz – ciało stałe, γL – napięcie powierzchniowe cieczy,

h – grubość warstwy cieczy.

Ponieważ ,

m

L A

F

P = siłę F potrzebną do rozdzielenia powierzchni można obliczyć ze wzoru: h A F₌²γ^L⋅ ^m(cosΘ1+^cosΘ2⁾ ₍₆₉₎ gdzie:

A_m – powierzchnia cieczy pod meniskiem.

Siła F może być bardzo duża, jeśli warstwa jest cienka. Również, jeśli w procesie tarcia dwóch powierzchni uczestniczy bardzo cienka warstwa środka smarowego, to ma ona również bardzo duży wpływ na wielkości występujących między nimi sił przyciągania (adhezji). Stwierdzili to Mc Farlan i Tabor [43]; adhezja bardzo rośnie, kiedy cienka warstwa cieczy wypełnia przestrzeń pomiędzy powierzchniami ciał stałych styku tarciowego. Wielkość tej siły wyraża wzór, który uwzględnia objętość V cieczy w menisku:

² ₂^cos

h V

F₌ γ^L Θ ₍₇₀₎

gdy:

Θ = Θ1 = Θ2 – kąt styku ciecz – ciało stałe.

Praca adhezji z udziałem warstwy cieczy jest to zmiana energii na rozdzielenie powierzchni ciał stałych A i B w cieczy L [44] wyrażona wzorem:

W_ABL=γ_AL+γ_BL−γ_AB (71)

jeśli ciecz jest w próżni, wtedy:

W_ABL→W_AB, γ_AL→γ_A, γ_BL→γ_B

Dla międzyfazy ciało stałe – ciecz energia powierzchniowa oznaczana jest przez γSLi wtedy: SL L S SL=γ +γ −W γ (72)

Jeżeli uwzględnimy deformację kropli cieczy L na płaskiej powierzchni ciała stałego A w atmosferze gazu G, wtedy końcowa całkowita energia powierzchni układu wynosi:

Wcal=γLG⋅

(

Ac+As

)

−WAGL⋅As (73)

gdzie: c

A – powierzchnia krzywizny kropli, s

A – powierzchnia ciała stałego pod kroplą.

W stanie równowagi:

γLG

(

dAc +dAs

)

−WAGLdAs=0 (74)

dla kropli o stałej objętości: =cosΘ,

s c

dA dA

w stanie równowagi Θ=Θ₀, a zatem:

WAGL =γLG

(

1+cosΘ

)

=γAG +γLG −γAL (75)

albo

γ_AL +γ_LGcosΘ0 =γ_AG (76)

Jeśli medium jest atmosferą obojętną, wtedy energię adhezji wyrażają odpowiednio równania Younga i Dupré:

(

1+cosΘ0

)

= L AL W γ (77) A L AL γ γ γ + cosΘ0 = (78)

Wielkość adhezji zależy od napięcia powierzchniowego cieczy i nie zależy od grubości warstwy, jeśli styk jest pomiędzy kulą i płaszczyzną (rys. 29) [8].

W przypadku mikrostyków pomiędzy wierzchołkami nierówności i płasz- czyzną lub pomiędzy dwoma wierzchołkami nierówności, rozważanymi mode- lowo (wierzchołki nierówności jako kule), mogą występować trzy różne przypadki tworzenia menisków. Są to – jak przedstawiono na rysunku 29 – kula na powierzchni (29a), kula blisko powierzchni (29b) i kula blisko powierzchni z ciągłą warstwą cieczy (29c). W przypadku pierwszym (29a), wychodząc z równania ciśnienia Laplace’a działającego w przekroju menisku, siła przy- ciągania Laplace’a równa się:

1 r A A P F_{L = L m =}γ^{L m} ₍₇₉₎

Rys. 29. Tworzenie menisków kondensującej cieczy między powierzchniami płaszczyzny i kuli pozostających w kontakcie: a) bezpośrednim, b) bardzo bliskim, c) bliskim z utworzeniem

warstwy cieczy [8]

ponieważ wysokość menisku wynosi:

(

1 2

)

1 cosΘ +cosΘ = r S i A_m =πx² ~2πRS (80) gdzie: 1

r – promień wklęsłego menisku cieczy styku kula płaska powierzchnia,

m

A

– powierzchnia ciała stałego pod meniskiem.

2 1 1 1 1 R R

R = + – dla styku dwóch kul o promieniach R₁ i R₂

FL =2πRγL

(

cosΘ1+cosΘ2

)

(81)

Jeśli Θ1 =Θ2 =Θ, wtedy:

F_L =4πγ_LRcosΘ (82)

L

F jest niezależne od ilości cieczy w menisku. Drugi składnik siły adhezji

T

F jest zależny od występującego napięcia powierzchniowego wokół obwodu

F_T =2πRγ_Lsinφsin

(

φ+Θ

)

(83) Składnik ten jest zawsze mały, ponieważ kąt

φ

jest mały w porównaniu do wartości ciśnienia Laplace’a, z wyjątkiem, kiedy oba kąty

φ

i Θ są duże (bliskie 90°).

Siła adhezji menisku jest równa:

F_m =F_L+F_T (84)

Jeżeli F jest małe, wtedy _T

F_m =F_L =4πRγ_LcosΘ (85)

W analizowanym styku należy także uwzględnić oddziaływanie adhezyjne ciało – ciało stałe, obliczone zgodnie z modelem JKR lub DMT:

F_m =F_L+F_a (86)

Jeśli w styku występuje adhezja według modelu DMT, wtedy:

F_m =4πRγ_LcosΘ+2πRΔγ (87)

ponieważ Δγ =2γ_SL

Fm =4πR

(

γLcosΘ+γSL

)

(88)

gdzie:

γ_SL – napięcie powierzchniowe na granicy ciało stałe – ciecz.

Dla przypadku (29b) – kula blisko powierzchni rozdzielona cieczą z meniskiem o grubości D – siła przyciągania jest, jak we wzorze:

( )

      + Θ + Θ = S D R F_L ^L 1 cos cos 2π γ _{1 2 (89)}

Maksymalne przyciąganie występuje, gdy D=0 i wtedy równanie powyższe jest takie samo jak w przypadku (29a) i w trzecim analizowanym przypadku (29c). W tym styku Θ₂ =Θ, a Θ₁=0.

F_L=2πRγ_L

(

1+cosΘ

)

(90) Ze wzoru tego widać, że dla skończonej grubości warstwy (D) cieczy F_L jest niezależna od tej grubości.

Dyskutowane siły oddziaływania menisków występują w stanach równo- wagowych. W procesie tarcia w styku międzyfazowym nie występuje stan równowagi. Przepływająca ciecz powoduje wzrost powierzchni menisku, co zwiększa siły menisku, aż do osiągnięcia równowagi. Tym tłumaczy się obserwowany eksperymentalnie wzrost do stałej wartości w skończonym czasie siły adhezji w styku powierzchni tarcia przez pośrednią ciecz.

Równowagowa siła menisku jest niezależna od grubości warstwy cieczy i jej lepkości na powierzchni, a zależna od napięcia powierzchniowego, kąta styku, międzypowierzchniowej geometrii, podczas gdy szybkość wzrostu siły oddziaływania menisku rośnie z obniżeniem lepkości cieczy. Siła oddziaływania menisku i czas osiągnięcia równowagi są proporcjonalne do promienia nierówności. Czas uzyskania równowagi rośnie ze zmniejszaniem się grubości warstwy.

W styku powierzchni chropowatych przy obecności między nimi cieczy, zależnie od jej ilości, mogą występować różne rodzaje pokrycia powierzchni cieczą.

Rysunek 30 [45], ilustrując styk głowicy z dyskiem komputera, przedstawia schematycznie styk płaskiej powierzchni z powierzchnią chropowatą wypeł- nioną pomiędzy wierzchołkami nierówności różnymi ilościami cieczy. Rozkład cieczy – środka smarowego jest determinowany ilością cieczy, a przy wystę- powaniu menisków wokół nierówności, również przez ciśnienie kapilarne w meniskach i ciśnienie rozdzielające warstwy cieczy na powierzchni ciała stałego poza meniskami.

Ciśnienie rozdzielenia (rozłączenia) (disjoining pressure) jest ujemnym gradientem różnicy energii współoddziaływań na jednostkę objętości pomiędzy cząsteczkami bardzo cienkich warstw cieczy na powierzchni ciała stałego i energii współoddziaływań pomiędzy tymi samymi cząsteczkami warstwy na powierzchni cieczy w objętości posiadającej ciągłość właściwości.

Ciśnienie rozłączenia może być również rozumiane jako różnica sił na jednostkę powierzchni ciała stałego, którą wykazują cząsteczki warstwy cieczy na tej powierzchni i sił cząsteczek na jednostkę powierzchni cieczy posiadającej ciągłość właściwości. Siły te mogą oddziaływać jako zwiększające lub zmniejszające grubość warstwy cieczy, zależnie od tego, czy są przyciągające, czy odpychające. Powodują one przyciąganie cieczy malejące ze wzrostem grubości warstwy w sposób zgodny z przyciąganiem van der Waalsa. Wielkość siły można obliczyć z równania:

₃ 6 h A P_roz ^H π = (91) gdzie: H A – stała Hamakera,

h – grubość warstwy cieczy.

Stała Hamakera opisuje siłę van der Waalsa (A_H =10⁻19J).

Rozkład cieczy na powierzchni jest regulowany przez ciśnienie Laplace’a w meniskach i ciśnienie rozdzielania warstwy cieczy na powierzchni poza meniskami. Zależnie od ilości cieczy w przedstawionym na rys. 30 styku występują cztery przypadki. W pierwszych trzech tworzone są meniski spowodowane przez siły meniskowania. Dwa z nich są sytuacjami ekstremalnymi, w których: albo małe ilości cieczy tworzą cylindryczne mostki cieczy wokół szczytów nierówności styku (noszą one potocznie nazwę „zmoczony palec” – rys. 30a), albo połączone są mostki cieczy wzdłuż nierówności powierzchni („zalane” – rys. 30c), które generują największe siły adhezji. Trzeci przypadek – gdy mostki cieczy otaczają wierzchołki nierówności na znacznej powierzchni (pillbox) wokół pojedynczych nierówności (rys. 30b). Przypadek czwarty zilustrowany jest na rys. 30d. Tu ilości cieczy obecne w styku są bardzo duże i obie powierzchnie są zanurzone w cieczy, nie występują meniski, działają wtedy w styku siły lepkości.

W pierwszym przypadku (rys. 30a)

r <<R

i ciśnienie kapilarne P _c

w menisku może być wyrażone wzorem:

r

P_{c =} γ ₍₉₂₎

gdzie:

γ

– napięcie powierzchniowe cieczy.

Ciekły menisk jest w równowadze z warstwą cieczy na dysku i głowicy. Występuje wtedy równowaga ciśnienia kapilarnego i ciśnienia rozłączenia warstwy dla dostatecznie cienkiej warstwy (

2

d

r < ), a promień kapilarny jest wyrażony wzorem: H A h r 3 6 ⋅ ⋅ = π γ ₍₉₃₎

W obecności większej ilości cieczy, pomiędzy powierzchniami ciał stałych tworzą się meniski cylindryczne i wtedy

2

d

r = (rys. 30b). W meniskach tych na początku przyciągające do nich ciecz ciśnienie kapilarne jest większe od ciśnienia rozłączenia w powierzchniowej warstwie cieczy i występuje wówczas drenowanie cieczy z tej warstwy do menisku, do momentu zrównania się

z ciśnieniem rozłączenia warstwy; wtedy ² .

d

P_{c =} γ _{Stan ten jest jednak} termodynamicznie nietrwały; jeżeli wystąpi więcej cieczy w warstwie wokół menisku, następuje dalsze powolne wciąganie cieczy do menisków, aż do zatopienia części wierzchołków nierówności w przestrzeni pomiędzy powierzchniami styku (np. głowicy i dysku komputera) – rys. 30c). Rysunek 30e pokazuje granicę pomiędzy bezpiecznym i niebezpiecznym rodzajem meniskowania. Jeżeli grubość warstwy cieczy i odległość między powierzchniami ciał stałych leżą powyżej prostej na lewo, wówczas dla n nierówności siła meniskowania jest równa:

F_m =4π⋅n⋅R⋅γ_L⋅cosΘ (94)

gdzie:

n – liczba nierówności,

R

– promień krzywizny wierzchołka nierówności, L

γ – napięcie powierzchniowe cieczy, Θ – kąt zwilżania.

Jeżeli grubość warstwy cieczy i odległość rozdzielenia leżą na prawo na rys. 30e, wokół nierówności tworzą się „skrzynki kolumnowe” (rys. 30b), a siła meniskowania dla wszystkich nierówności jest równa:

_m = ^{2 L} A_mcosΘ

d

F γ ₍₉₅₎

gdzie:

m

A

– całkowita powierzchnia zajęta przez meniski,

dla dwóch płaskich powierzchni pokrytych cieczą o grubości h i rozdzielonych powierzchni na odległość d.

W przypadku przedstawionym na rys. 30c, kiedy bardzo duża powierzchnia styku jest zajęta przez ciecz, występują największe siły oddziaływania menisków. W przypadku z rys. 30a – siła oddziaływania menisku jest niezależna od powierzchni zajętej przez menisk i jest proporcjonalna do obciążenia normalnego styku tarciowego (zmienia się liczba styków nierówności).

Duży wzrost adhezji tych powierzchni w atmosferze o wysokiej wilgotności względnej tłumaczony jest adsorpcją wody; przy przekroczeniu pewnej jej krytycznej grubości warstwy tworzy ona wiele odrębnych mostków menisków cieczy wokół wierzchołków nierówności w strefie styku.

Pojawia się pytanie, czy jeszcze inne mechanizmy mogą powodować wzrost adhezji w smarowaniu bardzo cienkimi warstwami cieczy, kiedy ciekłe mostki nie mogą być tworzone. Jeśli ciecz jest silnie związana z powierzchnią ciała stałego, wtedy występuje ona na całej tej powierzchni w postaci warstwy o jednorodnej grubości, o naturze quasi-stałej. Przy pewnej krytycznej grubości warstwy może występować również wzrost adhezji. Jeśli siły oddziaływania ciecz – ciało stałe są większe niż siły kohezji cieczy, to adhezja będzie występować pomiędzy ciałami stałymi przez tę ciecz. Gdy siły te są mniejsze lub gdy grubość warstwy środka smarowego jest większa, o wielkości współczynnika tarcia μ nie decyduje adhezja pomiędzy powierzchniami ciał stałych styku tarciowego.

Siły adhezyjne występujące w cienkiej warstwie cieczy pomiędzy powierzchniami stałymi są dwojakiego rodzaju: siły oddziaływania menisków

(F_m) spowodowane napięciem powierzchniowym cieczy oraz zależnej od

szybkości rozdzielania siły lepkości (F_lep). Siły te występują w zakresie małych odległości między powierzchniami (od 5 do 10 warstw molekularnych) i dla gładkich powierzchni osiągają duże wartości. Rysunek 31 przedstawia zależność przykładanej normalnej siły rozdzielenia powierzchni od czasu tego rozdzielania.

Dla przyłożonej siły normalnej, większej nawet niż siła meniskowania, nie następuje rozdzielenie powierzchni w czasie tm. Siła Fadh jest całkowitą siłą potrzebną do rozdzielenia powierzchni w czasie tr:

F_adh =F_m+F_lep (96)

Rys. 31. Zależność siła – czas przy rozdzieleniu dwóch powierzchni przedzielonych ciekłym mostkiem. Schematyczne udziały sił menisko- wania i lepkości [8]

Składnik lepkościowy siły adhezji jest znaczny dla bardziej lepkich cieczy (lepkość dynamiczna ~1Pa⋅ ) i rośnie ze wzrostem szybkości ścinania. s

W pracy [46] zaproponowano model adhezji DMT dla styku sprężysto-plastycznego chropowatych powierzchni pokrytych bardzo cienką warstwą cieczy. Warstwa cieczy w strefie międzyfazowej, nawet w przypadku braku menisków wokół nierówności i pomimo obniżonej energii powierzchniowej ciał stałych, zwiększa adhezję. Występują krytyczne wartości grubości warstwy cieczy, przy których następują gwałtowne wzrosty sił adhezji.

Przejście z deformacji sprężystej do plastycznej wierzchołków nierówności można obserwować za pomocą indeksu plastyczności

ψ

wyrażonego wzorem:

2 1/2       ⋅ ⋅ Π = R H K E σ_s ψ (97) gdzie: K – współczynnik twardości,

H – twardość mniej twardego ciała stałego,

σs – odchylenie standardowe wysokości nierówności powierzchni,

R – promień nierówności.

Indeks plastyczności jest miarą intensywności plastycznego odkształcenia powierzchni styku. Gładkie powierzchnie i twarde materiały mają styk bardziej sprężysty. Przy dużej chropowatości i dla miękkich materiałów wartości ψ są

większe, styk jest wtedy bardziej plastyczny. Dla wartości 6ψ <0, deformacja jest sprężysta do bardzo wysokich obciążeń; dla wszystkich ψ >1 deformacja jest całkowicie plastyczna. Decydującym czynnikiem wielkości indeksu plastyczności jest chropowatość.

Praca adhezji dla bardziej chropowatych powierzchni maleje ze wzrostem grubości warstwy cieczy. W każdym analizowanym przypadku różnych chropowatości występuje gwałtowny wzrost adhezji przy pewnej krytycznej grubości warstwy cieczy. Dla bardzo gładkiej powierzchni (ψ = 0,1) krytyczna

grubość warstwy jest mniejsza od odchylenia standardowego wysokości nierówności σs, podczas gdy dla ψ = 0,5 występuje większa wartość grubości

krytycznej, w przybliżeniu równa σ.

Podsumowując rozważania nad naturą tarcia, okazuje się, że jest ona znacznie bardziej złożona niż ta, przedstawiona przez pierwszych wielkich tribologów: Leonarda da Vinci i Amontonsa.

W drugiej połowie poprzedniego stulecia stwierdzono, że siła tarcia składa się z dwóch niezależnych od siebie składowych: adhezyjnej i defor- macyjnej (mechanicznej). Adhezja zaczyna dominować przy bardzo małych obciążeniach w styku tarciowym. Tarcie może występować przy obcią- żeniach zerowych, co oznacza, że jest ono wywołane przez ścinanie sczepień

adhezyjnych, z czym wiąże się również zużycie. Badania nanotribologiczne wykazały, że tarcie może w ogóle nie powodować zużycia. Tarcie zależy mniej od adhezji, a bardziej od histerezy adhezyjnej. W tarciu występują niezależne od siebie procesy fizyczne, mechaniczne i chemiczne, determi- nujące wielkość siły tarcia. Nie jest ona jednak prostą sumą tych procesów. Na przykład wprowadzenie do suchego styku tarciowego środka smarowego nie tylko zmienia adhezję w wyniku zmiany energii powierzchniowej ciała stałego, ale pojawia się następna lepkościowa składowa siły tarcia. Składowa deformacyjna zmienia się poprzez zmianę procesu rozkładu nacisków i procesu zaczepiania się wierzchołków nierówności. Ciekły środek smarowy tworzy warstwę, która zmniejsza styk tych nierówności.

Współczynnik tarcia nie tylko charakteryzuje materiały tribologiczne, ale zależy również od obróbki i geometrii powierzchni ciała, warunków smarowania i właściwości środka smarowego, prędkości ślizgania lub tocze- nia, obciążenia i warunków otoczenia.

Różnica rzeczywistego obciążenia styku od siły zewnętrznej normalnej zależy od międzymolekularnych sił występujących w styku, zaś siły te zależą od mechanicznych właściwości ciała stałego, powierzchniowej mikro- geometrii, rozkładu nierówności i poziomu zanieczyszczeń powierzchni (smarowanie). W tarciu suchym fluktuacje w obciążeniu i sile tarcia zależą również od drgań mechanicznych, a wynikające z nich zróżnicowanie – od czasu przemieszczania i nakładania się na nominalnie stałe ślizganie. Drgania wynikają ze zróżnicowania w czasie współoddziaływania pomiędzy nierównościami i produktami zużycia.

Tarcie zależy również od grubości monowarstwy i liczby warstw adsorbatu, jego molekularnej masy i gęstości, ciepła kondensacji dla gazów i par cieczy oraz sublimacji (dla ciał stałych). Ważna jest również orientacja zaadsorbowanych na powierzchni cząsteczek; współczynnik tarcia jest większy dla warstw leżących niż dla uporządkowanych pionowo. Bardzo cienkie warstwy bardzo silnie zmniejszają adhezję i tarcie. Zmniejszenie warstwy międzyfazowej do grubości poniżej 10 nm sprawia, że warstwa z ciekłej przechodzi w stałopodobną i wtedy siła tarcia rośnie. W warstwach takich ważną rolę odgrywają oddziaływania międzycząsteczkowe po-wierzchni krótkiego zasięgu. W wyniku tego zmienia się organizacja warstw pomiędzy ciałami stałymi. Opisany klasycznie współczynnik tarcia jest stale najważniejszym parametrem, który jest mierzony i modelowany na podstawie szerokich wyników badań tribologicznych gromadzonych przez ostatnie stulecie.

Tribologia nie jest obecnie w stanie podać generalnej teorii dla wielu kompleksowych zależnych i niezależnych zjawisk obejmujących proces tarcia. Nadal palącą potrzebą jest albo wyliczenie teoretycznego μ, albo wprowadzenie innych tarciowych parametrów do opracowania teorii tarcia. Klasyczne prawa tarcia, pomimo wszystkich przedstawionych ograniczeń, są szeroko stosowane

w technologii i nauce, a ich eksperymentalne potwierdzenia pozostają bardzo użyteczne.

Na powierzchniach elementów trących urządzeń magnetycznego zapisu informacji stosowane są ekstremalnie cienkie warstwy oleju smarowego (o grubości kilku nanometrów). Olej smarowy jest silnie wiązany z po-

wierzchnią tak, że występuje raczej jako jednorodna warstwa, a nie wolno przepływająca ciecz; jest to smarowanie subgraniczne.

Właściwości dynamiczne bardzo cienkich warstw cieczy albo warstw granicznych występujących pomiędzy dwiema obciążonymi powierzchniami zawsze były kluczem do poznania procesów tribologicznych, takich jak: adhezja, tarcie, smarowanie, właściwości reologiczne olejów smarowych, koloidalnych dyspersji w obecności wysokich nacisków i wyciekanie cienkiej warstwy. Jeszcze kilka lat temu nie było podstawowych badań ekspery- mentalnych i teoretycznych w tym zakresie.

Najnowsze techniki badań powierzchni, a szczególnie rozwój mikroskopii: sił atomowych (AFM) i tunelowej (STM) oraz aparaty do pomiarów sił powierzchniowych (SFA) pozwalają prowadzić badania w omawianym zakresie, na poziomie atomowym.

Właściwości cienkich warstw cieczy w warunkach dynamicznych i pod obciążeniem będą omówione w podrozdziałach 4.3 i 5.3.

W dokumencie Wstęp do tribologii i tribochemia (Stron 63-76)