유리의 현장 관찰 | 웨이팡 석영 비즈 유한회사

커뮤니케이션 지구 및 환경 4권, 기사 번호: 155(2023) 이 기사 인용

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측정항목 세부정보

마그마의 파편화로 인해 발생하는 화산재는 인프라와 환경을 손상시킵니다. 마그마 파편화에서는 기포 팽창이 중요하지만, 저강도 분출에서는 기포가 적은 재가 자주 방출됩니다. 우리는 고온에서 규산염 용융물에 대한 인장 실험을 수행했습니다. 이 실험에서 변형율에 따라 용융물이 늘어나거나 파손됩니다. 용융된 규산염 막대에 균열이 생겨 균열이 발생하고, 이어서 작은 파편이 생성됩니다. 파단 표면은 실온에서 유리 파단 표면에서 관찰되는 것과 유사한 매끄럽고 거친 영역 이분법을 보여줍니다. 거친 표면 영역은 작은 조각을 생성합니다. 흥미롭게도 측정된 응력-변형률 곡선은 점성 변형 하에서 단편화가 발생함을 나타냅니다. 이러한 결과는 유리가 실온에서 그러하듯이 규산염이 점성 변형 조각 아래에서 녹는다는 것을 암시합니다. 균열 끝 주변의 연성은 공극 핵형성과 유착을 촉진하여 균열이 분기되어 조밀하고 미세한 화산재가 생성되도록 합니다.

마그마 파편화는 분출이 폭발적인지 여부를 결정하는 핵심 메커니즘입니다1,2. 폭발적인 분출은 화산재를 생성하며 이는 환경과 인간 사회에 영향을 미칩니다3,4. 재의 크기, 분포 및 모양은 대기 중 분산 및 체류 시간을 변경합니다. 조각난 마그마는 구성 및 분출 스타일5,6,7,8,9,10,11,12에 따라 다양한 크기와 형태를 갖습니다. 화산재를 분석하면 다양한 형태가 드러납니다. 일부 재는 조각화되기 전에 존재했던 거품을 보존하는 반면, 다른 재는 거품이 없습니다5,6,8. Strombolian 폭발 이후 화산재 폭발과 Vulcanian 폭발에 의해 생성된 재는 상대적으로 밀도가 높으며 기포가 거의 없습니다13,14,15,16,17. Vulcanian 폭발은 유사한 분산 영역을 가진 다른 폭발성 폭발보다 상대적으로 미세한 재를 생성합니다.

마그마는 점성 유체이지만 이완 시간 규모20,21,22에 비해 변형이 빠른 경우 부서지기 쉬운 방식으로 조각화될 수 있습니다. 데보라 수 De \(={\tau }_{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\cdot \dot{\gamma }\)는 이완 시간에 대한 변형. 여기서 \(\dot{\gamma }\)는 변형율이고 τc = eta0/G는 이완 시간입니다. 여기서 eta0는 제로 변형률에서의 전단 점도이고, G는 무한히 높은 변형률에서의 전단 계수입니다. 용융 신장 실험은 De > 0.01이 취성 단편화의 임계값임을 보여줍니다23. 이 임계값은 magma24를 베어링하는 수정에도 적용 가능합니다. 이후 편집에서는 0.01 < De < 0.04는 과도기적이며 De > 0.04는 취성 파손을 유발한다고 제안합니다22. 흥미롭게도 De = 0.01은 변형률 속도가 충분히 느린 영역에 있습니다 \(\dot{\gamma } \, < \, 1/{\tau }_{{{{{{{\rm{c}} }}}}}}}\) 점성 변형을 일으키지만 고체와 같은 조각화가 관찰됩니다. 이 임계값은 도관25,26,27에서 마그마 조각화를 모델링하는 데 널리 사용됩니다. 취성 파괴는 다공성과 투과성을 증가시켜 분화 스타일에 영향을 줍니다. 마그마의 유변학은 변형률23,29에 따라 달라집니다. 그러나 단편화 당시의 유변성은 아직 직접적으로 측정되지 않았습니다. 급속한 변형으로 인해 마그마 30의 기포를 둘러싼 용융물에 응력이 발생하게 됩니다. 충격관식 급속 감압 실험은 기포의 과압과 부피 분율의 곱이 임계값인 ΔPψ > σ031을 초과할 때 기포가 있는 마그마가 부서지기 쉬운 조각화를 겪는다는 것을 보여줍니다. 더 작은 조각은 더 큰 ΔPψ32,33에서 형성됩니다. 이 스케일링에 따르면 기존 기포의 가압된 기체 상태로 인해 조각화가 발생합니다. 스트롬볼리식 및 불카니아식 폭발에 의해 생성된 조밀한 화산재(기포가 거의 없고 부석/용암을 동반하지 않음)가 이 메커니즘에 의해 생성될 수 있는지 여부는 확실하지 않습니다.

\, 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>