CHAPITRE 3 - TRIBOLOGIE : FROTTEMENT ET USURE DES SURFACES
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Les auteurs ont choisi d’effectuer leurs expériences sur du bristol ; ce carton,
constitué de fibres régulières de cellulose de 10 p m de long, présente une structure avec une bonne isotropie et ne se dégrade pas pendant le frottement.
On admet que l’interface vérifie le modèle de Greenwood (interface multicontacts : le nombre de contacts, N,. est généralement suffisamment grand pour
permettre une approche statistique bien que l’aire réelle de contact reste très
faible devant l’aire apparente).
En dynamique des systèmes, on représente u n état par u n point dans u n
espace à n dimensions si le système est décrit par n variables (diagramme de
phases). Ici les variables pertinentes sont la raideur réduite k = K / N et la vitesse
imposée V (Fig. 3.9).
Le plan du diagramme est séparé en deux régions : pour les grandes valeurs
de k et/ou de V on est en régime de glissement stable alors que pour les faibles
valeurs de ces paramètres on obtient u n mouvement saccadé. La partie (a) de la
figure montre l’évolution de l’élongation du ressort (qui correspond à la force
appliquée a u patin) en fonction du temps, a u voisinage du passage du régime
stable a u régime instable. La séparation AB correspond à une << bifurcation de
Hopf >> (voir Annexe B).
Dans le domaine de glissement stable, on peut mesurer le facteur de frottement dynamique, f i d . Ce facteur diminue lorsque V augmente et peut être décrit
par :
f i d ( V )
= a , - b , In (V / V o l
(3.12)
En étudiant les transitoires résultant d’un saut de vitesse ou d’un arrêt brutal
on constate que le déplacement persiste sur une longueur Do de l’ordre du
micromètre, qui semble correspondre à une distance perturbée par l’histoire
dynamique antérieure du système : on a une << mémoire B du contact.
Le facteur de frottement statique, p s . dépend de la durée initiale du contact
avant glissement. L a force pour atteindre le seuil de déplacement augmente avec
cette durée initiale (loi logarithmique) ; ce phénomène de << vieillissement des
contacts x est très général et a aussi été observé avec les métaux, les roches et
les polymères vitreux.
Lorsqu’on applique u n échelon de vitesse sur u n système a u repos, on
constate que le passage a u glissement dynamique est précédé d’un mouvement
lent de fluage déjà observé dans l’étude de la mécanique des roches et appelé
<< précurseur du glissement », partie (c) de la figure 3.9. L a partie (b) de la figure
montre qu’on peut obtenir des régimes oscillants parfaitement stables qui peuvent être exploités pour étudier les paramètres du système.
La ligne pointillée EF marque la limite pour laquelle l’inertie du patin devient
prépondérante par rapport a u fluage. À droite de cette ligne, le passage du
domaine de glissement stable a u domaine de glissement saccadé se fait dans le
domaine approximatif BCD. Ce changement avec hystérésis, grande sensibilité
a u bruit et parfois apparition de salves d’oscillations correspond à une << bifurcation inverse ».
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Les auteurs ont choisi d’effectuer leurs expériences sur du bristol ; ce carton,
constitué de fibres régulières de cellulose de 10 p m de long, présente une structure avec une bonne isotropie et ne se dégrade pas pendant le frottement.
On admet que l’interface vérifie le modèle de Greenwood (interface multicontacts : le nombre de contacts, N,. est généralement suffisamment grand pour
permettre une approche statistique bien que l’aire réelle de contact reste très
faible devant l’aire apparente).
En dynamique des systèmes, on représente u n état par u n point dans u n
espace à n dimensions si le système est décrit par n variables (diagramme de
phases). Ici les variables pertinentes sont la raideur réduite k = K / N et la vitesse
imposée V (Fig. 3.9).
Le plan du diagramme est séparé en deux régions : pour les grandes valeurs
de k et/ou de V on est en régime de glissement stable alors que pour les faibles
valeurs de ces paramètres on obtient u n mouvement saccadé. La partie (a) de la
figure montre l’évolution de l’élongation du ressort (qui correspond à la force
appliquée a u patin) en fonction du temps, a u voisinage du passage du régime
stable a u régime instable. La séparation AB correspond à une << bifurcation de
Hopf >> (voir Annexe B).
Dans le domaine de glissement stable, on peut mesurer le facteur de frottement dynamique, f i d . Ce facteur diminue lorsque V augmente et peut être décrit
par :
f i d ( V )
= a , - b , In (V / V o l
(3.12)
En étudiant les transitoires résultant d’un saut de vitesse ou d’un arrêt brutal
on constate que le déplacement persiste sur une longueur Do de l’ordre du
micromètre, qui semble correspondre à une distance perturbée par l’histoire
dynamique antérieure du système : on a une << mémoire B du contact.
Le facteur de frottement statique, p s . dépend de la durée initiale du contact
avant glissement. L a force pour atteindre le seuil de déplacement augmente avec
cette durée initiale (loi logarithmique) ; ce phénomène de << vieillissement des
contacts x est très général et a aussi été observé avec les métaux, les roches et
les polymères vitreux.
Lorsqu’on applique u n échelon de vitesse sur u n système a u repos, on
constate que le passage a u glissement dynamique est précédé d’un mouvement
lent de fluage déjà observé dans l’étude de la mécanique des roches et appelé
<< précurseur du glissement », partie (c) de la figure 3.9. L a partie (b) de la figure
montre qu’on peut obtenir des régimes oscillants parfaitement stables qui peuvent être exploités pour étudier les paramètres du système.
La ligne pointillée EF marque la limite pour laquelle l’inertie du patin devient
prépondérante par rapport a u fluage. À droite de cette ligne, le passage du
domaine de glissement stable a u domaine de glissement saccadé se fait dans le
domaine approximatif BCD. Ce changement avec hystérésis, grande sensibilité
a u bruit et parfois apparition de salves d’oscillations correspond à une << bifurcation inverse ».