ガラスのその場観察 | 濰坊水晶ビーズ株式会社

Communications Earth & Environmental volume 4、記事番号: 155 (2023) この記事を引用

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2 オルトメトリック

メトリクスの詳細

マグマの破砕から生じる火山灰は、インフラや環境にダメージを与えます。気泡の膨張はマグマの破砕において重要ですが、低強度の噴火では気泡の少ない灰が放出されることがよくあります。ここでは、高温でのケイ酸塩溶融物に対して引張実験を行いました。この温度では、溶融物はひずみ速度に応じて伸びたり破断したりします。破壊は、溶融したケイ酸塩ロッドに亀裂が発生し、その後小さな破片が発生することによって発生します。破面は、室温でガラス破面で観察されるものと同様に、滑らかな領域と粗い領域の二分法を示します。粗い表面領域では小さな破片が生成されます。興味深いことに、測定された応力-ひずみ曲線は、粘性変形下で断片化が発生することを示しています。これらの結果は、ガラスが室温で溶けるのと同じように、粘性変形破片の下でケイ酸塩が溶けることを示唆しています。亀裂先端の周囲の延性は空隙の核形成と合体を促進し、亀裂を分岐させて緻密で細かい火山灰を生成します。

マグマの破砕は、噴火が爆発的であるかどうかを決定する重要なメカニズムです 1,2。爆発的噴火は火山灰を生成し、環境や人間社会に影響を与えます3,4。灰のサイズ、分布、形状により、大気中での分散と滞留時間が変わります。断片化したマグマは、その組成や噴出様式に応じてさまざまなサイズや形態を持ちます5、6、7、8、9、10、11、12。火山灰を分析するとさまざまな形状が明らかになります。一部の遺灰は破砕前に存在していた泡を保持していますが、他の遺骨には泡がありません5、6、8。ストロンボリ式噴火後の火山灰爆発やヴァルカニア式噴火によって生成された灰は比較的密度が高く、気泡はほとんど含まれていません13、14、15、16、17。ヴァルカニア噴火は、同様の飛散領域を持つ他の爆発的噴火よりも比較的細かい灰を生成します18,19。

マグマは粘性流体ですが、変形が緩和時間スケールに比べて急速である場合、脆く断片化する可能性があります20、21、22。デボラ数 De \(={\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\cdot \dot{\gamma }\) は、時間スケールを特徴づけます。緩和時間に対する変形。ここで \(\dot{\gamma }\) はひずみ速度、τc = η0/G∞ は緩和時間です。ここで、η0 はゼロひずみ速度でのせん断粘度、G ∞ は無限に高いひずみ速度でのせん断弾性率です。溶融伸び実験では、De > 0.01 が脆性断片化の閾値であることが示されています 23。この閾値は、マグマ 24 を含む結晶にも当てはまります。その後のコンパイルでは、0.01 < De < 0.04 は過渡的であり、De > 0.04 は脆性破壊を引き起こすことが示唆されています22。興味深いことに、De = 0.01 はひずみ速度が十分に遅い領域にあります \(\dot{\gamma } \, < \, 1/{\tau }_{{{{{{{\rm{c}} }}}}}}}\) は粘性変形を引き起こしますが、固体のような断片化が観察されます。この閾値は、火道内のマグマの破砕をモデル化するために広く使用されています25、26、27。脆性破壊は気孔率と透過性を増加させ、噴火様式に影響を与えます28。マグマのレオロジーはひずみ速度に依存します23,29。しかし、断片化時のレオロジーはまだ直接測定されていません。急速な変形により、マグマ 30 内の気泡を囲む溶融物に応力が発生します。衝撃波管型の急速減圧実験では、過圧と気泡の体積分率の積が臨界値 ΔPφ > σ031 を超えると、気泡状マグマが脆性破砕を受けることが示されています。 ΔPφ32,33 が大きくなると、より小さなフラグメントが形成されます。このスケーリングによれば、断片化は、既存の気泡内の加圧された気相によって引き起こされます。ストロンボリ式噴火やヴァルカニ式噴火によって生成される、気泡が少なく、軽石やスコリアを伴わない高密度の火山灰がこのメカニズムによって生成されるかどうかは明らかではありません。

\, 0.01\). Here, the low-temperature experiments were not conducted in a wide range of strain rates, and the relaxation time was estimated from the measured viscosity for each experiment. The viscosity at zero strain rate can be larger, which can also increase τc, as indicated by arrows (Fig. 8c)./p> \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\) is in the elastic deformation regime, different from previous models based on the Maxwell model and rheology measurements at small strain amplitudes (Supplementary Fig. 3a, b). We thus consider the prefactor of 0.01 used for the fragmentation threshold can vary with the strain, strain rate, and geometry of deformation (for details, see the “Methods” section). In the previous experiments, fragmentation is not reported in the regime of \(\dot{\gamma } \, < \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\), but it occurs in our experiments (Fig. 8c). This discrepancy may arise because previous experiments in the viscous regime have been conducted under compression/shear deformation22,24 while we elongated the rod samples. The tensional deformation efficiently makes voids to be nucleation sites of cracks, causing fragmentation of viscously deforming melt./p> 1, a Maxwell fluid is liquid-like and solid-like, respectively, and viscoelastic characteristics are observed around ωτc ~ 1. Using Eq. (3), we can calculate the complex modulus \(| {E}^{* }| ={({E}^{{\prime} 2}+{E}^{{\prime\prime} 2})}^{1/2}\) and complex viscosity ∣η*∣ = ∣E*∣/(3ω), which depend on ω as shown in Supplementary Fig. 2b. For ωτc < 1, the complex Young’s modulus increases with increasing ω, whereas, for ωτc > 1, the complex shear viscosity decreases. As a result, the ratio 3∣η*∣/∣E*∣, which is similar to the time scale of τ ~ 3η/E, also depends on ω as 3∣η*∣/∣E*∣ ∝ ω−1. Polymer melts and solutions often exhibit similar dependence on the strain rate and angular frequency, which is known as the “Cox–Merz ruls.” That is, the complex viscosity as a function of frequency is almost identical to the shear viscosity as a function of strain rate: \(| {\eta }^{* }| (\omega ) \sim \eta (\dot{\gamma })\). According to this analogy, \(| {E}^{* }| (\omega ) \sim E(\dot{\gamma })\)./p> \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\)20. We here discuss using 0.01 for simplicity, although the prefactor may have a range from 0.01 to 0.0422. We estimate τc from Supplementary Fig. 3a, b and summarize the results in Table 1. We assume that the measured maximum values for each material are the same as the infinite values. For most of the soda glasses, η0 ~ 1.1 × 1010 Pa s and E∞ ~ 24 GPa; for the haploandesite, η0 ~ 2.4 × 109 Pa s and E∞ ~ 23 GPa. Consequently, τc ~ 1.3 s and τc ~ 0.31 s, respectively. For the cold glass and glass with preheating at 820 °C, we do not have data showing the strain rate dependence; therefore, we used τ ~ τc./p> \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\). Note that the τc2 obtained by small amplitude oscillatory measurements is consistent with the ordinary relaxation time, τc2 = τc (Cox-Merz rule). At the small amplitude rheology measurements, the non-Newtonian behaviour becomes apparent at a time scale of 100τc, which has been interpreted as the origin of the prefactor 0.0120,22. However, glass rheology depends on deformation amplitude and strain rate62. The deformation geometry also can affect the rheology of a complex fluid. We thus infer that the “Cox-Merz rule” breaks with large strain at a high strain rate under the extensional geometry. The prefactor of 0.01 can depend on the strain, strain rate, and deformation geometry./p>