纺织物理 第七章 纤维的表面性质（讲稿）.doc

第七章 纤维的表面性质 纤维的表面性能取决于其表面和表层的结构特征。 表面是物质最直观、有效和最复杂而又有特征的部位。 物质表面为视觉、触觉直达部位，处于非对称和非平衡态。 物质表面或界面的作用：是物质相互结合、共存、分离、传递的关键层面，如： 复合材料的增强体纤维，如何与基质发生相互粘结； 与人体接触的纺织品，纤维如何提供应有的舒适感； 纤维装饰材料的色光特征； 纤维功能材料的吸附、传递、耐磨蚀、能量转换等性质。 纤维表面结构包括：表面宏、微观形态，表层结构等。 纤维的表面性质包括： 表面摩擦，磨损和变形； 表面光学特性，如色泽特征； 表面传导特性，如对热、湿、声、电的传递； 表面能及表面吸附与粘结。 表面性能还涉及实用中的表面改性方法，表面分析方法等。 纤维表面是一门科学，本章讨论三个内容： 纤维的摩擦性质 纤维表面浸润性 纤维表面粘结性第一节 纤维的摩擦性质指纤维与纤维，或纤维与其它物质表面接触并发生相对运动时的行为。 影响纺、织加工性能和成品的手感的风格。 导致纤维的磨损与变形，产生质量转移、生热和静电现象。一纤维摩擦参数及其相互关系摩擦力F，正压力或法向负荷N，摩擦系数，摩擦时接触面积S，摩擦时的相对运动速度v，摩擦面的粗糙度，以及表面形状和表层附着物等，其间存在一定的定性和定量关系。1F、N、S间的关系经典的Amontons定律： 不适用于纤维摩擦的表征。典型的经验方程有： (7. 1) (7. 2) (7. 3)式中均为常数。较为实际和处理方便的是式(7.3)的简化形式： (7. 4)显然上式的摩擦系数非常数，是正压力N的函数。摩擦系数m正压力, N特氟纶尼龙聚乙烯图7-1 纤维摩擦系数随正压力的变化（D为纤维直径）式（7.4）的n值一般介于2/31之间，见表7- 1。表7- 1 单根纤维垂直交叉摩擦时的n值纤维醋酯纤维锦纶粘胶丝涤纶羊毛醋酯纤维0.940.890.900.860.92锦纶0.860.81粘胶丝0.890.880.910.860.87涤纶0.88羊毛0.880.860.920.860.92根据式(7-4)，可以讨论接触面积的作用，设正压力N作用于面积上，则有：,如果同样的正压力作用于面积上，可以认为这时的总摩擦力应等于当正压力为N/k作用于面积上的各分摩擦力f的总和，即： (7. 5) 所以 (7. 6) 这样，可以用两种模式来代替传统的摩擦定律式。，用于摩擦接触面积不变时的描述；，用于正压力为常数时表达。其中a，b为常数，a与接触面积有关，b与正压力有关。n1时，即得传统的摩擦定律式。Viswanathan通过实验发现，在许多纤维中，参数a与n值有关，a值随n值的增加而减少。由于a的单位为，故使用不同单位时，a与n值的关系不同。2静、动摩擦和滑移速度通常纤维的静摩擦力FS 比动摩擦力Fd 要高（表7-2）。动、静摩擦系数间的差异，使人对纤维及其制品的手感不同。两者差别较大时，给人粗糙，涩板的感觉，因为摩擦中发生“粘滑”现象（stick-slip）。如果对纤维添加整理剂，则会感到柔软、滑糯，如优质的羊绒。其原因是与的差异较小。纤维的摩擦系数与滑移速度如图7-2所示，纤维摩擦系数随v的增大为下凹状，在速度vc下， d会大于静摩擦系数s，常态滑移速度都小于vc，故s d，正是由于s d，摩擦过程会发生“粘-滑”现象。随着s - d值的减小，粘滑现象逐渐减小。当s d时，粘滑现象消失。表7-2 纤维的动、静摩擦系数（,）纤 维静摩擦系数动摩擦系数粘胶与粘胶0.350.26锦纶与锦纶0.470.40顺鳞片方向羊毛与羊毛 逆鳞片方向纤维同一方向0.130.610.210.110.380.15羊毛与粘胶顺鳞片方向0.110.09逆鳞片方向0.390.35羊毛与锦纶顺鳞片方向0.260.21逆鳞片方向0.430.35图7-2 相对速度与动摩擦系数的关系3摩擦系数与纤维表面状态的关系纤维与摩擦有关的表面状态主要有三： 纤维表面的粗糙程度r 差微摩擦效应：鳞片的顺、逆摩擦差异 纤维间的摩擦形式，即界面摩擦和润滑摩擦锦纶棉/钢逆鳞片顺鳞片羊毛/角质回潮率， %摩擦系数， m图7-3 摩擦系数随回潮率而变化的曲线一般而言，纤维的摩擦系数为0.10.8，其典型的摩擦系数值，所得列于表7-4中。4纤维外观形态与摩擦作用纤维的外观形态主要指纤维的截面形状和纤维的卷曲。在无张力的情况下，圆形纤维的扭曲趋势最不明显，而非圆形纤维易于产生螺旋状的扭曲，故会影响纤维的相互靠近。 圆形截面纤维，其相互间接触概率较高，有效作用较强。Scardino等将圆形截面和三叶形截面的纤维，纺制成棉网和生条，结果表明，圆形截面纤维的抱含力较高。Hertel等对棉网的试验也证明，圆形截面纤维的棉网，在剪切变形时，其内聚力较大。丝光纤维间的抱合力优于未丝光的棉纤维。 纤维的卷曲，影响纤维间的排列和导致纤维间的纠缠。纤维的卷曲，一方面会使纤维的分离、开松和梳理变得容易，纤维网中的集聚纤维束，大都是由无卷曲的纤维集合而成。另一方面，纤维的卷曲会使纤维网更具有弹性和均匀性，因为卷曲的纤维容易相互嵌合形成整体。纤维卷曲产生的抱合力会使纤维条的牵伸变得稳定，但牵伸作用力需较大。卷曲在纺织加工中会逐渐减少，但同样会影响纱线和织物的蓬松性和低应力下的弹性。卷曲的纤维在多道的纺织梳理中也会变得有些卷曲。卷曲提供纤维摩擦作用中的抱合力，而且对纤维摩擦作用中的锁结作用影响很大，相当于粗糙的表面作用，但主要体现在正压力为零时的作用。卷曲的这种缠绕作用与纤维表面性状关系较小，而主要取决于纤维的宏观力学行为，如纤维的拉伸和弯曲性能，尤其是低应力下的这些性质。表7-4 纤维与纤维以及与其它物质间的摩擦系数值纤维纤维交叉纤维平行与钢辊与瓷辊与陶瓷辊锦纶蚕丝粘胶醋酸棉黄麻酪素涤纶0.140.60.260.190.290.29,0.57-0.470.520.430.560.220.460.460.550.32-0.390.30-0.380.29-0.43-0.430.29-0.380.32-0.19-0.300.20-0.220.24-羊毛顺鳞片0.20-0.250.11-逆鳞片0.38-0.490.14-玻璃0.13-二摩擦机理从微观力学上说，摩擦是两物质接触面分子间的相互作用，在切向力作用下产生剪切和分离的过程。分子间接触，取决于两接触物的表面粗糙度和接触压力。滑移所需的能量与分子间的粘附功有关。而分子间作用的解脱，是一个驰豫过程。从物质作用的宏观形态来看，两物质接触不可能是平面接触，如图7-4所示。摩擦变成了物质间的碰撞和挤压。当物质一硬一软时，产生耕犁和刨刮；当两物质较软时，产生软化和剪切变形；当两物质较硬时，会相互间的错位抬起等移动。显然摩擦系数与两物质的硬度或屈服应力；剪切压缩摸量，碰撞和粘结点的数量，以及正压力的大小有关。ABABABABa回弹bcab压缩剪切(a) a,c接触挤压点， (b) A硬B软，a耕犁点； (c) A,B较软， (d) A，B较硬， b碰撞点 b变形点 压缩剪切变形 上抬移动图7-4 实际接触相对运动时的摩擦作用实际纤维间的摩擦，应该是宏观和微观作用的综合。在理论上，人们将摩擦作用分成不同性质的摩擦力的线性组合。(7. 7) 式中：为正压力为零时的摩擦力；为两材料相互粘结产生的摩擦力；为形态粗糙产生的锁结作用力；为耕犁刨刮破坏产生的阻力。显然，和是接触面积S，粗糙度r，相对滑移速度v的函数。当运动时，会形成软化点和膜，增大，消失。三摩擦理论摩擦理论的研究已有数百年的历史，最古老的Leonard或Amontons的线性关系式，以及随后Coulomb所做的验证和说明，其包括，摩擦力与滑移速度无关的结论。现有的理论对此已做了修正和实验解释。1焊接理论正压力 N弹性变形弹性变形塑性流变塑性流变图7-5 真实接触点的变形及其熔接点Bowden等认为，在摩擦过程中，这种接触点的“熔接”，使两物体间的滑移必须以克服焊接点的剪切变形阻力为前提，即焊接点的破坏。正压力愈大，接触点愈多，熔接点的变形愈大，故接“焊接”的面积愈大。如令真实接触面积为A，则在变形点处的屈服应力为: 可得： (7. 8)式中为材料固有的屈服应力值，所以。当图7-5A、B两物体相对滑移时，焊接点必须被剪切力分开，故两物质间的摩擦力为： (7. 9) 式中为两种摩擦物中较弱材料的被剪切破坏的剪应力。 (7. 10)因为接触压力与真实接触面积线性相关，接触应力为常数，总的表观面积与真实接触面积无关，故摩擦力与接触面积无关。2焊接理论应用于纤维材料真实接触面积， A接触压力， NA1A2AB1B2B3BC1C2C3C4CD1D2D3D4DT1T2T3T4纤维在摩擦中，接触部位会发生变形和熔接的现象，这与焊接摩擦理论描述的一致。摩擦力的大小同样取决于切割这些焊接点所需的力。根据实验，纤维间的摩擦力，n值一般小于1，但比纯弹性体变形时的n值高。同时该值取决于材料的粘弹性，其典型的变形与压力间的关系如图7-6所示。图7-6 弹性，粘弹性和塑变材料的变形与作用压力纤维间的摩擦面仅与上述压力下的变形有关，而且取决于摩擦体系的几何形态。Pascoe和TaborError! Bookmark not defined. 已进行过这方面的研究，其将直径D为1cm的有机玻璃进行正交放置摩擦试验，摩擦体系如图7-7所示。实验得到接触变形处的圆接面的直径d与正压力N的关系为：(a) 截面图(b) 俯视图 (7. 11)图7-7 交叉纤维体在压力下的变形如将钢球作用于各种聚合物材料，也可得到类似的结果。对纤维摩擦体系而言，纤维接触变形的唯一参数是(d/D)，该参数与接触面上的应力分布（或应变分布）相关，因此平均压力必定是(d/D)的函数，即假设该函数为幂函数，幂次为x，则有，K为常数。所以 (7. 12) 与前实验结果式(7.11)相比可得x0.7即(7. 13) 该式与各种直径的圆形柱体间的摩擦实验结果一致。由于摩擦力为：由(7.12)代入可得： ，k为常数 (7. 14) 在特例中，x0.7，则,或者： (7. 15) 以上的公式符合锦纶纤维交叉摩擦的结果。图7-8用对数坐标表示与N的线性关系，直线的斜率为0.26，说明式(7.15)的理论上的正确。loglog图7-8 锦纶纤维的实验结果图3绞盘法测量的理论绞盘法是令纤维或纱线通过一圆盘状导杆，当纤维体运动或圆盘转动时，所产生摩擦的体系，其为典型的绕体在一圆柱体的滑移。如图7-9(a)所示，可以是静态的或动态的，见图7-9(b)(c)。T0T1T0T0T0T0T1T1T1T1dqdSqTT+dTWF(a) 绞盘法原理 (b) 静态绞盘 (c) 动态绞盘图7-9 绞盘法测量原理示意图取盘绕纤维微元的力学平衡方程，可得： (7. 16) 根据Amontons定律的线性表达式可得最典型的欧拉摩擦系数关系式： (7. 17) 式中：为紧边张力或输出张力；为松边张力，或输入张力；为绕体的包围角。Howell计算方法采用前式(7.4)，并由式(7.16)可得方式： (7. 18) 当n=1时的极限时，式(7.18)变为式（7.17），即：，式中r为圆盘半径，与前欧拉公式一致。 Whitney算法其采用前(7.3)式，并根据经典摩擦系数算法： (7. 19) 式中a,b,c均为常数，且0c1。并令F为绕体上单位线长的摩擦力。运用式(7-15)推导可得： (7. 20) 式中m1c，。显然，当b0时，式(7.20)变为欧拉式(7.16)；当a0时，则变得Howell算法，式(7.17)，因为，只是式(7.18)中的nc，ab罢了。4绞辫或加捻法算法由Lindberg和Graln Lindberg, J. and Graln, N. (1948), Text. Res. J., 18, 287.提出，将二根纤维或二根纱捻在一起，其方式如图7-10所示。假设纤维以一定的螺旋加捻，螺旋角为，并转动一定的捻回转数n。则根据Amontons的线性定律，纤维间的摩擦系数符合下式： (7. 21)T0T0T1T1图7-10 纤维间摩擦力的绞辫法测量第二节 纤维的浸润性质一概述纤维的浸润，或称纤维的润湿(wetting)，是指纤维与液体发生接触时的相互作用过程，其包括两类现象。一是纤维与液体的平衡浸润，即当液体与纤维表面接触后，其状态基本上不发生变化而保持稳态的浸润，故又称作静态浸润。二为纤维的非平衡浸润，即液体与纤维接触后，整个浸润过程中的液固界面在不断地扩展，固、液、气交汇点在不断移动，此又称为铺展浸润，或动态浸润。对于平衡态浸润，可以由Young-Dupr方程直接描述 (7. 22)式中，为表面张力，为单位长度上的作用力；下标S，L，V分别表示固、液、气态；为接触角，如图7-11所示。一般常用接触角或cos来表示材料的浸润性，即：qaqb液滴固体AB (7. 23)图7-11 平衡浸润模型 图7-12 前、后浸润模型图 对于非平衡浸润，即铺展过程，其在理论上已转化为氢键或化学键作用的吸附过程，故Young-Dupr方程在理论表征和描述上就不适合了。但实用测量中一般采取扩展速度的动态测量方法来描述其特征。浸润对于单一纤维，或单一表面，可以用上述现象和说法来解释，但面对纤维集合体或多表面靠近，或多孔材料时，即便是原平衡态的浸润，也会变为非平衡态特征的浸润，即气、液、固交汇点A（图7-11），会发生长时间的移动，称为芯吸(wicking)。因此，浸润过程对纤维集合体和多孔材料来说，浸润过程不仅依赖其平衡态的特征参数和表面性质，而且取决于多孔材料的几何特征。纤维作为服用材料、增强复合材料，吸附或抗污材料，过滤或传导材料，在诸多领域和场合中采用。其浸润性，以及由此引出的吸附，粘结，抗污等问题对实用是至关重要的。本节对纤维的平衡浸润，铺展浸润和芯吸作用作些基本叙述。二纤维的平衡浸润性1接触角接触角如图7-11所示，是指气液切面与固液界面间，含液体的夹角。并在理论上按式(7-23)求得。但实际上固气界面张力，或称固体表面张力是很难测得的，因此接触角一般通过显微观察直接量得。接触角的大小，可以将浸润分为几种情况：当 0时，为完全浸润，或称铺展； 090时，为可浸润，或称正浸润（）；90时，为零浸润；90。如图7-12所示。A点前进或有前进趋势；B点为后退或有后辙趋势。 (7. 25)前进、后退角的差值，式（7.25），反映纤维浸润的滞后性。浸润滞后性是由浸润的清洁表面作用，或残留和固结水分子的作用，或材料浸润后的表面结构变化等解释均有，是一值得探讨和测量的问题。粗糙表面浸润：当液滴作用于粗糙表面时的宏观接触角会发生跳跃性变化，其变化的原因如图7-13所示。实际A、B液滴为同一液体，固体物质也为均质材料，只是表面起伏，导致表观接触角，而微观点的各接触角。表面的起伏可以通过微区测量获得真实的接触角，但当起伏趋于微区化时，上述跳跃性，或与的差异会趋向一个稳态值，我们称其为粗糙表面的接触角。根据液体在粗糙表面的可浸润面积的增大，粗糙系数r为 (7. 26) 可推得： (7. 27)式中r为粗糙表面积（实际的）和光滑表面积（表观的）之比。显然r恒大于等于1。如果纤维为可浸润时，则粗糙表面的接触角值小于真正的接触角值。即越粗糙越易浸润。反之，时，成立，即越粗糙越难浸润。所以微观粗糙表面的粗糙度（粗糙系数）对润湿性有较大作用。BBBBBAAAAAqAqAqBqBA滴B滴qAqB 图7-13 粗糙表面浸润模型图 图7-14 不同组份表面的浸润模型不同组分的表面浸润：即液滴对表层结构或组成不同区域的同时浸润，但表面仍为光滑的表面。这一情况与上述粗糙表面的分析相类似。如图7-14所示，在宏观尺寸较大时接触角值也会产生跳动。当不同组份的区域趋向于微观化时，A、B两组份所形成的与的差异和跳动将趋向一个稳态值。若已知A，B组份的面积分数或，因为，则根据线性迭加方法，可求得： (7. 28) 所以， (7. 29)式中为多组份混合表面的接触角值。如果遇多孔结构或纤维集合体结构，式(7.28)中的，所以由式(7.29)可得：(7. 30) 式中为纤维集合体的接触角；为纤维外观表面积分数（为纤维的体积分数）；为空隙的表观面积分数， 。不同液体的浸润：即采取不同的液体对同一物质的浸润或相同液体对不同固体的浸润。由于是由三项本质上彼此独立的表面张力的纯效应所决定，如式(7.23)。如变化时，不能简单地加以解释。如果两种固体与某一种液体接触时，接触角的差别，只能表示某一固体对该液体有较大或较小的亲和性或吸引力。如果两种液体作用于同一个固体时，接触角的差异，其本身均无明确的意义。除非对此两种液体间的相互作用，进行某种形式的换算，才有实际意义。不论上述何种情况，角的改变只能表示相对的差别。2粘着功W是描述固体与液体相互作用的基本力学参数。其反映单位面积上的总的吸附能，是固液相互物理化学作用的综合值。粘着功可以对两个浸润性不同的体系作出更为明确的描述，因为其仅仅表示固体与液体之间的纯的粘着作用。粘着功可以用一般的热力学量定义，并由Dupr方程表达 (7. 31) 同样地，一种液体，或一种固体，与其本身的相应结合，用内聚功来表示（），其值由式(7-31)可得，为其表面张力的两倍，即： (7. 32) 依据接触角公式(7.23)，(7.31)式可变为： (7. 33)(7.33)式可以看出，粘着功由二部分构成，一部分为液体本身的性能；另一部分为液体和固体的相互作用，。从粘着功的角度，大多数人愿意用后一项来衡量润湿的程度，此称为粘附张力或相对润湿性，尽管如此，其无法表征完全浸润的特征。运用一种液体对固体进行浸润时将随固体表面性能的改变作系统地改变。但控制固液界面作用性质的关键因素是的差别。当时，由(7.33)式得，为全铺展，或完全浸润； 时，为正浸润； ，为零浸润； 为负浸润； ，为完全不可浸润。由粘着功时，可以比接触角，更为清楚地反映出纤维与液体间无任何粘着或吸附作用，当然也就无从谈起浸润。综上所述，固体对液体的吸附力小于液体对自身的吸附时，即固液的吸着功小于液体的内聚功时，为平衡态浸润所讨论的问题。在此状态时的各种上浸润均系固体表面和液体本身对液体表面单元的吸附力竞争的结果。哪一种吸附力占优，或称哪一种浸润形式出现，将取决于这两种吸附力的相对强度，而不是其绝对值。而改变液体，将直接引起这两种吸附力的改变，但各自的程度不一，因为接触角的影响。改变固体的表面性能，将改变，但不影响，即仅改变。3固体表面张力固体的表面张力，亦即固体的表面自由能，前面已经说过，表面张力为单位长度上的力；表面自由能为单位面积上的自由能。固体的表面张力无直接有效的测量方法。最常用的要推Zisman Ellison, A.H., Fox, H.W. and Zisman, W.A. (1954), J. Phys. Chem., 58, 503.的线性外推方法。即用一系列同系物液体，对一固体进行浸润角的测量。该系列液体的表面张力已知，将测得的各接触角值得作的关系曲线，并线性外推得时的临界表面张力。其理论基础是最完全的浸润应该发生在液体和固体具有相同的表面张力，此时的也就是要求的固体表面张力。但为何如此，目前尚不清楚，并对此以经验方法取得的基本热力学性能参数表示怀疑 Dann, J.R. (1970), J. Colloid Interfac. Sci., 32, 302.。Neumann的实验说明在时，呈非线性 Neumann, A.W. (1974), Adv. Colloid Interfac. Sci, 4, 105.。相比之下，Fowkes Fowkes, F.M. (1962), J. Phys. Chem., 56, 382.采用成比例的关系式，具有理论上和实验上的根据，并证明了其正确性。理论上认为：是固体表面的一个固有的性能；是液体表面的一个固有的性能；和均取决于固液界面的相互作用而且相关。如果在理想的固液界面中，固体并不干扰液体，即不存在固液间的相互作用，则，因为液体表面与固体接触部分和与空气接触部分并与差别，这时如果引入固体对液体的作用，则将小于，因此引入粘着功作用的修正项得：；k为常数。由Dupr粘着功公式(7-31)代入可得： 即：，对比方程(7.32)可得：，所以Fowkes的表达式为： (7. 34)依此，作和液体表面张力的倒数的相关曲线，当k0时，也就是，这时单分子层的就会增大，而对液体分子作用，微观上满足Young-Dupr方程，限制液体分子的布朗运动而影响实际的铺展。但此时如果引入固体物质的快速移动，或液体的流动，则会有助于铺展的进行。理论上铺展系数越大，或越大，铺展越易发生，但其与铺展速度间的关系并非单调函数。2铺展速度当液体与固体接触时，即使无外力作用，但在表面吸附功对液体的内聚能的作用下，满足前述铺展压时，就会产生气、液、固三相交界线的快速移动，如用一运动长丝束观察这种浸润的过程，就可发现其中的不同，如图7-21所示。A+气体长丝液体AA气体长丝液体A+A-气体长丝液体A-o v vs(a) 低速运动 (b) 移动速度等于铺展速度 (c) 高速运动图7-21 伸直长丝向下运动时液面月牙状的变化示意图当长丝速度为零时，由于铺展的作用，即气、液、固三相的交汇点A的移动，很难看到，因此移动长丝，当，并超过某一速度时，液体与固体的浸润体系可能开始符合平衡态浸润，即满足Young-Dupr方程，可以观察到液面的月牙形，图7-21(a)。随着v的提高，满足时，出现零浸润过程，月牙消除此时的移动速度就称为铺展速度，或称90的铺展速度，当v继续增大时，会出现反月牙形，即负浸润过程。从理论上说，接触角由090是非铺展过程，即将液体与长丝的接触角由0调节到90时的速度差，并非是真正的铺展速度。由于0的交界点A极难确定，故实际中将090的速度差归入到铺展速度中，而真正的铺展速度为：。此讨论也从另一角度说明，在平衡浸润中也存在着液体的平衡扩展速度。该速度为某一平衡时的浸润角到零浸润（）时的移动速度，显然时，为正向，称正浸润；时，为负向，称负浸润。3铺展浸润性的测量铺展浸润性的主要特征指称为铺展系数P和铺展速度铺展系数P的测量，依据式(7.41)或(7.42)，主要是测量粘着功和内聚功，或各界面的表面张力前面平衡浸润一节中已做介绍（见本章7.2一二节）。铺展速度的测量有不少研究，包括Ellison和Tejada Ellison, A.H. and Tejada, J.B. (1968), NASA Report CR72441.对锦纶长丝的讨论；Inverarity Inverarity, G. (1969), Brit.Polym. J., 1, 245.对多种长丝的试验；Schwartz和Tejada的 Schwartz, A.M. and Tejada, J.B. (1972), J. Colloid Interfac. Sci., 38, 359.有机聚合物与不同液体动态浸润性等。图7-22 测量移动平衡速度的装置图美国的Dyba和Miller Dyba, R.V. and Miller, B. (1970), Text. Res. J., 40, 884.采用如图7-22所示的装置，测量长丝在液体中的接触角为90o时的移动速度。此装置由传动系统（完成长丝的干燥和以可调速度的移动）和光学系统（观察丝液交界点的液面象）二部分构成。该光学测量系统将长丝周围的液面象投影到2m外的屏幕上。在平坦液面时，产生反射给出向亮色；液体浸润呈月牙状时，入射光产生散射，而显暗黑色，形成绕长丝轴心的晕圈。如此时长丝缓缓加速，晕圈会随液面的平坦而渐渐消失。其晕圈消失点的速度即为接触90时的移动速度。其称为移动相抵或移动平衡速度。上述试验方法不仅适用于研究纤维铺展浸润的性质，而且可以讨论浸润液体的粘度，是否有溶解作用和溶解物，表面活性剂作用等 Dyba, R.V. and Miller, B. (1971), Text. Res. J., 41, 978.。实验结果表明，移动平衡速度对长丝的化学性质不甚敏感，如锦纶66与聚四氟乙烯长丝，在同一种液体中的反应是基本一致的，见图7-23。而受浸润液体的物理、化学性质的影响，十分显着。图7-23 锦纶66和聚四氟乙烯长丝在各种液体中的移动平衡速度1, 2锦纶66和聚四氟乙烯在甲醇中3, 4锦纶66和聚四氟乙烯在二甲聚硅氧烷中5, 6锦纶66和聚四氟乙烯在润滑油中7锦纶66在水中四纤维集合体的浸润单纤维的浸润性已经明确，纤维集合体的浸润性在理论上应取决于单纤维的浸润性和纤维集合体的结构尺寸。通常在单纤维状态下的平衡态浸润，在纤维集合体状态下就会发生变化，产生毛细吸水的现象，或称芯吸。芯吸作用除了单纤维的浸润作用外（），还有孔隙形状因子的影响。假如纤维和液体都固定，而只是孔隙尺寸的变化，芯吸的程度就不同。典型的毛细管压力p方程 Minor, F.W. and Schwartz, A.M. (1959), Text. Res. J., 29, 931, 940.为：(7. 44) 式中r为毛细管的等效半径，即为形状参数。当r增大，纤维间隙增大，芯吸压力p下降，浸润作用减弱；当r变小时，即纤维间空隙变小，芯吸压力上升，毛细浸润作用加强。由此，当纤维空隙为竖直排列时，浸润和重力作用会使液体的吸芯达到某一高度；而成稳态；空隙为水平放置时，毛细作用会使液体不断的扩展，如同铺展作用，而成非平衡态。当纤维的空隙大小不同，则又会产生毛细压差，而形成扩展的选择性，或称方向性。因此，纤维集合体的浸润性不仅具有平衡态和非平衡态浸润的特征，还有方向性和选择性，故其表征有其特有的参数。1. 芯吸高度hhdqghqgd依据纤维集合体空隙为竖直放置的芯吸作用，如图7-24所示，并根据纤维正浸润和负浸润的条件，可将芯吸模型分为二种。90180（拒水） (b) 090（导水）图7-24 纤维正、负浸润时的芯吸模型图对于拒水模型根据力学平衡原则：液体表面张力作用水柱高度的重力作用得：式中：为液体表面张力；d为孔隙等数直径；为液体的密度；h为液柱高度；g为重力加速度值。由此可得拒水高度：(7. 45) 显然h越高，拒水性越好。而通过选择纤维材料，即改变，可以达到拒；同样，减小空隙系数同样可以达到拒水。对导水模型此处导水指导液态水，根据上述方法参照图7-24(b)模型同理可得，纤维表面张力引起的向上作用力与水柱重力形成的向下重力平衡。即芯吸高度为：(7. 46) 要获得导水材料，选择接触角 小的，毛细管直径小的纤维集合体，将有助于材料的导水。2芯吸速度纤维集合体的芯吸速率，在微观上取决于纤维的物理和化学性质，以及液体分子的热平衡过程，在宏观上还取决于孔隙形态与方向。在理论上有模型但实际中往往采用两种指标来表示。一是液体对纤维集合体的芯吸上升速率，即单位时间内的上升高度值(cm/sec)；或单位时间扩散的长度(cm/sec)；或单位时间内芯吸的质量的增加量(g/sec)。即： (7. 47) 式中L为扩展的半径；为芯吸液体的质量；t为时间。根据式(7.44)，并运用Poiseuille的毛细管流速q（单位时间的流量）的计算式：(7. 48)则单位时间的线速度为 (7. 49)式中，为液体的粘度；l为毛细走过的长度。此可导出Washburn的表达式 Bruil, W.B. (1974), Colloid. Polym. Sci., 32, 252.，c为毛细孔无规取向修正因子。 (7. 50)另一是速率的倒数，即芯吸一定的高度所花的时间；或扩散一定的半径所花的时间。即 。上述两种表达中，与芯吸高度有关的速度参数，适用于垂直放置的毛细管或孔隙，而有关于质量和扩散范围适用于任意放置的情况。3芯吸的方向性与选择性毛细吸水过程往往有方向性，除了毛细管排列的方向性外，毛细吸水的方向总是由大半径孔洞向小半径孔洞的流动，这就是我们称的芯吸的方向性或选择性。当然选择性还包括混合体中，浸润性好的纤维构成的间隙，将优先芯吸，即液体由高的孔隙向低的孔隙转移。导致这一方向性或选择性的本质原因是毛细吸水的差动效应所致。由式(7.44)得两种不同的毛细管的芯吸压力分别为：则：(7. 51)因为两种毛细管是在同一液体作用下，液体的表面张力是一致的，故。如果构成毛细管，即纤维空隙，细纤维集合体是同种纤维，则可令：，所以 (7. 52)其中，即090。由式(7.52)可得：发生差动效应，芯吸由孔隙流向，不发生差动效应。，孔隙间保持平衡。，液体由孔流向孔隙。由式(7.51)更为广义的看，若,，由于接触角在在()之间，所以。毛细差动效应使液体由2号物质空隙流向1号物质的空隙。由流速的流量速度q和线速度看，即公式(7.48)和(7.49)，在等效半径r和流程长度l相同的情况下，说明单纤维浸润性好，其导水性强，这也是必须了解单纤维浸润性的意义。综上所述，芯吸作用和毛细差动效应是设计织物或纤维集合体导水、防水的重要理论基础。第三节 纤维的粘着性纤维的粘着性，或称粘结性，是指纤维与其物质在界面处的相互作用性质。这不仅与前面讨论的浸润性和摩擦作用关系密切，如浸润性中粘着功的讨论，而且与界面构成中的分子的物理、化学作用和形态的机械握持作用直接相关。粘结对于纤维集合体的成形，如非织造布 郭秉臣（1998），非织造布的性能与测试，北京，纺织工业出版社，13，77；对纤维增强复合材料的性能实现 王善元 张汝光（1998），纤维增强复合材料，上海，中国纺织大学出版社，92，具有重要的实用意义。同时，粘结及其性能，对于界面的认识与表征，尤其是对于界面间作用的解释，具有极强的理论价值。本节仅就粘结的一般理论，粘结中的形态，物理和化学作用，以及粘结性的力学测量作基本的叙述。一粘结理论粘结取决于界面的作用力，或称为粘结点强度。对纤维高分子材料来说，其作用形式包括：界面分子间的扩散与缠绕；分子官能团间的化学键作用；极性和非极性分子间的静电引力；以及表面的粗糙引起的机械握持作用等。而这些微观或宏观作用机理及其说法，产生了对粘结作用的解释，其理论有吸附理论（adsorption theory）、电子理论（electrical theory）、扩散理论（diffusion theory），浸润理论（wetting theory）、流变（弱边界层）理论（rheological theory）等。1. 吸附理论吸附理论的原本是指物理作用，即范德华力作用或极性的氢键作用，称为物理吸附。但粘结中，不仅仅是物理吸附还存在