聚合物加工流变学课件.ppt

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1、聚合物熔体圆形模孔中的流变行为9/10/20211概述聚合物熔体在毛细管中的压力降比牛顿流体大得多。有充足的证据表明，仅用材料的粘性还不能解释如此大的入口压力降。9/10/202121、离模膨胀9/10/202131、离模膨胀膨胀比B式中D’-挤出制品在挤出口模处的直径D-口模的直径9/10/202141、离模膨胀挤出直径与管直径之大于1，并且经过研究发现，对于一定的管和给定的聚合物熔体，这个比值是通过速率（即：剪切速率）的函数。许多研究人员曾对聚合物熔体的出口膨胀行为进行过研究。9/10/20215

2、2、压力分布如图是毛细管前后的压力分布曲线。由图可见，毛细管入口处压力与出口处压力之差大致由三部分组成：9/10/202162、压力分布压力为（1）式中ΔP－毛细管两端的总压力降ΔPEnt－毛细管入口处的压力降ΔPCap－毛细管中的压力降ΔPExit－毛细管出口处的压力降9/10/202172、压力分布上式是在容器直径与毛细管直径之比足够大时，忽略的动能的影响而得出的。毛细管中的压力降ΔPCap可以完全认为是粘性耗散所产生的。毛细管入口处的压力降ΔPEnt可以认为是由三部分所组成：（a）将流体输入到毛

3、细管的过程中所产生的与粘性耗散有关的压力降；（b）由于流动充分发展，在毛细管中入口附近产生的与粘性耗散有关的压力降；（c）这部分压力降转换成了弹性能，由于熔体具有弹性，其中的一部分是可以回复的。9/10/202182、压力分布式（1）中，出口压力PExit定义为毛细管出口处外部熔体中的压力，实验表明，这个出口压力比外界大气压力大（即，表压不为零）。这可以解释为，当熔体离开模口时，储存在聚合物熔体中的弹性能被释放出来的缘故。9/10/202193、熔体在毛细管入口区域的流动3.1熔体入口压力降和流变关系

4、当熔体从较大的容器进入到一个较小的管时，其速度曲线开始发展和连续变化，直到一定的距离后，流动已充分发展，此后就不再变化。流体速度达到充分发展的这个管的有限长度称为“入口长度”。显然，这个入口长度的数值与流体速度、管和容器的直径、流体粘度（对于牛顿流体）、和流体弹性（对于粘弹性流体）有关。9/10/2021103.1熔体入口压力降和流变关系过去，人们曾在理论上研究分析过将这个入口长度与非牛顿流体的流变特性、以及管和容器的几何尺寸进行关联。这些研究分析都是采用了边界层的分析方法。然而，把这些分析应用到聚合

5、物熔体在入口区的流动时，就产生了较大的偏差。这是因为，在我们所研究的大多数流动情况下，聚合物熔体由于其高粘度，聚合物熔体场已远远超过了低雷诺数的范围。因此，蠕变流动法可能是比边界层法更能合理解释入口流体问题。9/10/2021113.1熔体入口压力降和流变关系入图所示是聚合物在毛细管入口处的流动状态9/10/2021123.1熔体入口压力降和流变关系HDPE在入口处的压力分布9/10/2021133.1熔体入口压力降和流变关系一种牛顿流体在不同剪切速率下的应力分布曲9/10/2021143.1熔体入口

6、压力降和流变关系比较上面两个，可以发现两种流动之间的几点重要的差异。第一，聚乙烯熔体产生的入口压力降ΔPEnt要大得多。既然两种流体的具有很相近的粘度，那么，聚乙烯熔体和牛顿流体在入口压力降上的差异就应该归咎于某些流变特性，而不是粘性。与这个入口压力差所对应的流变特性是其的弹性。9/10/2021153.1熔体入口压力降和流变关系第二,可以发现，在两个图中，聚乙烯熔体在口模出口处存在一个不等于零的表压，这个压力随剪切速率的增加而增大,而牛顿流体在口模出口处压力为零。对于粘弹性流体，口模入口的总压力降Δ

7、PEnt可以人为地分成两部分：粘性入口压力降ΔPVis和弹性入口压力降ΔPEla，即：9/10/2021163.1熔体入口压力降和流变关系业已发现，ΔPVis的值不到ΔPEnt的5％。，这说明入口压力降的绝大部分可以归咎于熔体弹性，而不是熔体粘性。因此，实际使用时，对于聚合物熔体流动可以认为：9/10/2021173.1熔体入口压力降和流变关系HDPE熔体在不同长径比的毛细管中的压力曲线9/10/2021183.1熔体入口压力降和流变关系上图所示是高密度聚乙烯在长径比分别为4、8，剪切速率大致相同的毛

8、细管中的压力分布曲线。从图中可以发现，两者的入口压力降基本相同。这表明，ΔPEnt仅仅是剪切速率的函数，而与长径比D/L无关。9/10/2021193.1熔体入口压力降和流变关系HDPE、PP在不同长径比毛细管中的压力降与剪切速率的关系9/10/2021203.1熔体入口压力降和流变关系上图所示是HDPE和PP在直径相同而长径比不同的毛细管中的压力降与剪切速率的关系曲线。从图可见，对于不同的聚合物材料，入口压力降不同，相同的材料不同的长径比，其入口压力降