ガラスのその場観察 | 株式会社ワイズワーズグループ

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

454 アクセス

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。

火山学の研究は、ガラス転移温度 Tg を超える温度での、一種の溶融ガラスであるマグマの脆性破砕に焦点を当ててきました。対照的に、Tg 未満の温度でのアモルファス材料の破壊は、材料科学においてその可塑性/延性/粘性特性に焦点を当てて研究されてきました。ここでは、「塑性/延性/粘性」という用語を、一般的な散逸変形を示すために使用します。我々は、不安定性によって断片化された液体の小塊が丸い液滴を作る、表面張力や慣性によって支配される低粘度プロセスを考慮していません 34,35,36。巨視的に見ると、ガラスは脆く壊れます 37。しかし、亀裂先端の周囲の領域は非線形散逸変形と弾性変形の両方を受けると予想されます38。引張変形では空隙が生じるため破断面は波状の構造を示すが、せん断変形では比較的平坦な表面が形成される39。キャビテーションは破壊に先行し40、亀裂先端付近の非線形性と急速な亀裂伝播により不安定性が生じる可能性があります41、42、43、44。

ガラスの破面は、ミラー、ミスト、ハックルの形態として示される領域を持つ典型的な形態を持っています 45、46、47。ミラー領域は破断面の光学的に滑らかな部分に対応します。ミストエリアは滑らかなゾーンの境界にある点描された表面であり、ハックルは大きな起伏のあるエリアです。ミラー領域サイズ rm の平方根は引張応力 σt に反比例します。つまり、引張応力が高いと、滑らかな領域が \({\sigma }_{{{{{{{{\rm{t}}}}}}}}}{r}_{{{{{{{ {\rm{m}}}}}}}}^{1/2}\)46. ケイ酸塩ガラスの脆性破壊では、亀裂先端での応力腐食が示唆されています48,49。き裂の伝播は、ナノメートルキャビティの核生成、成長、合体によって進行し、き裂になります。これは金属の延性破壊と同様です。ミスト領域の粗い表面はこのような二次亀裂に由来し、二次亀裂の合体によりハックル形態として観察されるより粗い領域が生成されます47,50,51。

低温のガラスで観察されるこのような複雑な亀裂が高温のマグマでも発生するかどうかは明らかではありません。これを調査するために、棒状のソーダガラスとハプロ安山岩、鉄を含まない安山岩を使用して引張実験を実施しました（詳細については、「方法」セクション、図1、補足図1および2、および補足表1を参照してください）。小さな破片が生成される高温での破壊のその場観察を紹介します。破面の外観は、小さな破片の起源を示します。また、応力-ひずみ曲線からこれらのケイ酸塩溶融物のひずみ速度に依存するレオロジーを計算し、変形タイプと断片化の発生との関係についても議論します。

a、b 写真および ca 概略図。棒状のサンプルは、両端の球によってインコネルピストンに引っ掛けられ、炉で囲まれています。上部ピストンが上方に移動してサンプルを引き延ばします。炉の前面にある 2 つの穴は、照明と高速度カメラによる撮影に使用されます。 bの赤い矢印で示したスリットの向きを変えることで、サンプルの位置がずれないように調整します。

まず、溶融ソーダガラスの破砕について説明します。室温での挙動はすでに調査されています45、46、47、48。これらの実験では、動作温度、ひずみ速度、予熱の有無、予熱温度を変化させました (表 1)。

図 2 は、750 °C で予熱した場合の、630 °C およびひずみ速度 \(\dot{\gamma }=0.0036\) s−1 でのソーダガラスの断片化の詳細なシーケンスを示しています。ソーダガラス棒を垂直に伸ばすと（図2a、b）、加えられた応力は増加し、ガラス棒が破断すると突然減少しました（図2c）。ロッド破損の時系列を図 2a と補足ムービー 1 に示します。ソーダガラスロッドは赤い線 (0 秒) の間に位置します。亀裂が発生すると、亀裂は 1 つのフレーム内でロッドの幅全体に広がる黒い線として表示されます (赤い矢印)。ネッキング、つまり局所的な粘性変形による棒の直径の局所的な狭小化は観察されず、これはマグマの断片化に関する以前の観察と一致しています23。後続のフレームでは、より小さなフラグメントが左側に表示されますが、右側には表示されません。これらの特徴は、棒が固体のように脆く折れたということを示唆しています。

課されるひずみ速度は \(\dot{\gamma }=0.0036\) s−1 であり、ロッドは 750 °C で予熱されています。 a ソーダガラス棒の破壊時の時系列写真。白い数字は経過時間を 10-5 秒単位で示します。最初のフレームに示されている赤い線は、ガラスロッドのわずかに外側を示しており、その後の破損箇所に傷がないことを示しています。黄色のバーはガラス棒の直径を示します。 b aの概略図。 c 測定された応力 - ひずみ曲線 (青い点)。ピンクの曲線は、式 (1) を使用して計算された応力 - ひずみ曲線です。 (2) E = 20 GPa および η = 8.5 GPa s のマクスウェル流体を仮定します。段階的なデータは、変位データの時間分解能が低いことに起因します。 d レーザー顕微鏡で測定した上部および下部の破断面のトポグラフィー。スケールバーの色は地形の高さを示します。スケールバーの縦の長さはおおよその横スケールを示します。 e 破面の走査型電子顕微鏡 (SEM) 画像。赤い四角形と矢印は、f に示されている領域のおおよその位置、サイズ、方向を示します。 f 表面構造の拡大図。拡大領域の詳細な履歴は補足図4に示されています。d、eのLとRは、aの辺に対応します。実験条件を表 1 に示します。対応するムービー (補足ムービー 1) は補足情報に記載されています。これらのパネルの同様のフォーマットが次の図で使用されています。特に断りのない限り、3 ～ 7。

破壊の時間スケールからも、脆性破砕が示唆されます。 20 GPaの推定ヤング率（補足図3）から、せん断波速度は[(E/3)/ρ]1/2〜1.6 km s−1程度であると推定されます。ここで、ρ = 2500 kg m−3 はソーダガラスの密度 52 であり、せん断弾性率は G ~ E/3 と仮定します。直径 0.69 mm のロッド上の亀裂伝播の時間スケールは 10−6 秒未満であり、フレーム間隔 1 × 10−5 秒よりも短いです。亀裂の伝播は、脆性とみなされるほど急速です。

破面は、室温で破砕されたガラスの破面と同様に、滑らかな領域と粗い領域に明確に分けられます (図 2d、e)45、46、47。上面と下面では粗さの形態が異なります。上部ロッドの粗い領域は滑らかな領域よりも低く、下部ロッドの破面には顕著な高低差が見られないため、図2aで観察された小さな破片がこの粗い領域で生成されたことが示唆されます。粗さの波長は、滑らかな領域から離れるにつれて増加します。滑らかな領域と粗い領域の間の界面の拡大図は、より小さい（1μmスケール）粗さを示しています（図2f）。拡大図は補足図4に詳細に示されています。

新たに作成された粗面は散乱光源となり、図2aの暗い領域として観察されます。図 2d から推定される粗さの高さは 0.1 mm 程度で、これは解像度 0.02 mm/ピクセルの図 2a の数ピクセルに相当します。実際、黒い亀裂の最大の厚さは、図 2a では数ピクセルです。したがって、図 2a の左側の太い暗い線は、図 2d の粗い表面領域に対応すると考えられます。室温での実験が亀裂が滑らかな表面領域から粗い表面領域に伝播することを示唆していることを考えると 45、46、47、図 2a の亀裂は右から左に伝播するはずです。印刷解像度によっては、図 2a の暗い亀裂の右側が見えない場合があります。これは、滑らかな領域の表面粗さが小さすぎるためです。

ほぼ同じサンプル温度645℃および予熱温度750℃の下で、より高いひずみ速度\(\dot{\gamma }=0.027\) s−1でも同様の結果が観察されました（図3および補足ムービー） 2)。この実験では、より微細な断片が生成されました。破面上の狭い滑らかな領域は放射状の線で囲まれており、分岐して垂直方向の構造を作成します（補足図5）。滑らかな領域から離れた領域では、放射状の線の間隔が広くなりますが、小規模なテクスチャも存在します。

図 2 とほぼ同じですが、750 °C での予熱により \(\dot{\gamma }=0.027\) s−1 という速いひずみ速度で行われます。動作温度は 645 °C です。 a 破断中のソーダガラス棒の時系列写真。上部のロッドが下に移動します。最後の写真では細かい破片が吹き飛ばされています。 b 測定された応力 - ひずみ曲線。ピンク色の曲線は、式 1 を使用して計算されます。 (2) E = 18 GPa および η = 1.2 GPa s のマクスウェルモデルを仮定します。 c 下部ロッドの破面。 d レーザー顕微鏡で得られた下部ロッドの破面のトポグラフィー画像。対応するムービーは補足情報 (補足ムービー 2) に記載されています。

820 °C という高温で予熱した後の破壊パターンは異なります (図 4)。この実験では、動作温度 650 °C、ひずみ速度 \(\dot{\gamma }=0.0044\) s−1 は図 2 とほぼ同じです。、骨折によって小さな破片が生成されることはありません（補足ムービー 3）。破面は滑らかです。応力-ひずみ曲線は破壊前に変動します。予熱中にソーダガラスロッドを引き延ばし、局所的に薄い領域を形成しました。延伸を停止し、温度を650℃まで下げた後、再度ガラス棒を延伸しました。この局所的に薄い領域により、断面積全体の破砕に必要な総力が減少し、半径方向のひずみが増加すると予想されます。

図 2 とほぼ同じですが、820 °C で予熱した実験の場合です。動作温度は 650 °C、ひずみ速度は \(\dot{\gamma }=0.0044\) s−1 です。 a ロッド骨折の時系列。黄色のバーは、別の場所に示されていますが、断片化の場所でのロッドの直径を示します。 b 測定された応力 - ひずみ曲線。ピンク色の曲線は、式 1 を使用して計算されます。 (2) E = 24 GPa および η = 2.4 GPa s のマクスウェルモデルを仮定します。 c 下部破断面の SEM 画像。破面は平坦であり、破断による構造は観察されない。剥がれて不均一に堆積したカーボンのみがテクスチャーを示します。対応するムービーは補足情報 (補足ムービー 3) に記載されています。

ハプロ安山岩の実験では、ひずみ速度を変化させ、予熱なしで動作温度を 880 °C に固定しました。図5aは、\(\dot{\gamma }=0.039\) s−1のひずみ速度でのハプロ安山岩の断片化を示しています。この実験の前に、同じ温度で \(\dot{\gamma }=0.0055\) s−1 の低いひずみ速度で同じサンプルを伸長しました。粘性変形は見られましたが、ネッキングは発生しませんでした (表 1)。

a 880 °C およびひずみ速度 \(\dot{\gamma }=0.039\) s−1 でのハプロ安山岩の溶融破壊の時系列写真。 b aの概略図。 c aに示す実験の応力-ひずみ曲線。ピンクの曲線は、式 (1) を使用して計算された応力 - ひずみ曲線です。 (2) E = 21 GPa および η = 1.1 GPa s の Maxwell モデルを仮定します。 d 上部および下部の破断面の SEM 画像。堆積したカーボンがところどころ剥がれていますが、本来の構造ではありません。 e レーザー顕微鏡で観察された下部破面の測定されたトポグラフィー。対応する映画 (補足映画 4) は補足情報に記載されています。

最初のフレーム (0 秒) では破損の兆候は見られませんが、次のフレーム (1 × 10−5 秒) では、赤い矢印で示すように、ロッドが 2 つの部分に割れています。小さな三日月形の破片がロッドの 2 つの部分の間に現れ、模式図 (図 5b) の赤い丸で示されているように、左方向に移動します。ここでもネッキングは観察されず、ロッドは固体のように脆く折れる（補足動画４）。ただし、応力 - ひずみ曲線は、粘性変形が支配的であることを示唆しています (図 5c)。変形が始まると、弾性応答により測定応力が急速に増加します。ひずみが増加するにつれて応力の傾きは平坦になり、粘性変形を示します(補足図2)。粘性変形により応力が漸近値に達した後、断片化が発生し、測定応力は急激に減少します。

破面には、ソーダガラスの実験で観察されたもの（図2）と同様に、滑らかな領域と粗い領域（図5d、e）があります。滑らかな領域は、滑らかな領域から広く離れた放射状の線で囲まれています。滑らかな領域の形状は上部破面と下部破面でほぼ同じであり、この領域が破砕プロセス中に追加の破片を生成しなかったことを示唆しています。放射状の線のうねりは、粘性変形によって得られた形状の名残であるように見えます（図5e）。放射状の線のある領域は滑らかな領域よりも低く、三日月形の破片がこの領域から生じていることを示唆しています。

\(\dot{\gamma }=0.027\) s−1 でのわずかに遅いひずみ速度で得られた破面は、異なる表面特徴を示します (図 6)。下部ロッドの縁は円から外れた突出形状を示します（図6c、赤矢印）。この形状を作るために、脆性破壊に加えて粘性変形が発生する場合があります。拡大された破面は、滑らかな領域と粗い領域の境界付近のテクスチャが、ソーダガラスで観察されるような小規模なものではないことを示しています（補足図6）。より急速な変形 \(\dot{\gamma }=0.053\) s−1 では、より細かい破片が生成されます。応力-ひずみ曲線は直線となり、破面には滑らかな部分と粗い部分が明確に区別されなくなります（図7）。

図 5 と似ていますが、ひずみ速度は \(\dot{\gamma }=0.027\) s−1 です。 a 破壊中のハプロ安山岩の時系列写真。棒は赤い線の間にあります。最後の写真では、赤い円で示されているように、細かい破片が吹き飛ばされています。これは補足ムービー 5 でよりよくわかります。 b 測定された応力 - ひずみ曲線。ピンク色の曲線は、式 1 を使用して計算されます。 (2) E = 23 GPa および η = 1.1 GPa s のマクスウェルモデルを仮定します。 c 上部および下部の破断面。上面には、他の実験で観察されたものと同様に、滑らかな領域と粗い領域が見られます。下部ロッドとの相対的な位置は不明です。 d レーザー顕微鏡で観察された上部ロッドの表面トポグラフィー。

図 5 と似ていますが、ひずみ速度は \(\dot{\gamma }=0.053\) s−1 です。時系列写真。 b 測定された応力 - ひずみ曲線。ピンク色の曲線は、式 1 を使用して計算されました。 (2) E = 21 GPa および η = 1.2 GPa s のマクスウェルモデルを仮定します。 c SEM および d トポグラフィー画像。対応するムービーは補足情報 (補足ムービー 6) に記載されています。

次に、応力-ひずみ曲線を使用して断片化が発生する条件を検討します(図8a、b)。応力-ひずみ曲線の形状は、弾性/粘性変形の程度を示します。私たちの実験では、サンプルを一定の速度で伸長しました。この条件下では、マクスウェル流体は最初は弾性材料として動作し、その後粘性変形に移行します（式（2）、補足図2a）。したがって、ひずみが加えられると、サンプルに作用する応力はまず弾性応答に応じて直線的に増加します。最終的に、粘性変形が発生し、応力は最大値 \(3\eta \dot{\gamma }\) に漸近します (図 8c、左挿入図、青い曲線)。ここでは、伸長粘度がせん断粘度の 3 倍であると仮定します。断片化が発生すると、応力は直ちにゼロになります (図 8c、挿入図、赤線)。粘性 (η) やひずみ速度 (\(\dot{\gamma }\)) が大きいと、粘性変形に必要な応力 (\(3\eta \dot{\gamma }\)) も大きくなります（図.8c、右挿入図、灰色の曲線）。粘性変形が始まる前に断片化が発生する場合があります。この場合、測定された応力 - ひずみ曲線は比較的直線的になります (図 8c、右挿入図、青い曲線)。測定された応力-ひずみ曲線は、ほとんどの実験で粘性変形の開始後に断片化が発生したことを示唆しています（図8a、b）。

曲線の色は、a の温度 (青がより低温)、b のひずみ速度 (青が速い) を示します。点線の曲線は、棒と球が接する部分で断片化が発生していることを示しています。 a では、ピンク色の三角形は 750 °C 以下、黒い三角形は 820 °C での予熱を示します。 c 各実験中に測定された最大応力を、緩和時間とひずみ速度の積であるデボラ数の関数として最大粘性応力 (3\(\eta \dot{\gamma }\)) で正規化した値 (\({\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\cdot \dot{\gamma }\))。挿入図は \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma })\) の意味を示しています。重ね合わされた記号は、サンプルの種類、変形パターン、および初期条件を示し、表 1 に示されています。ハプロ安山岩の記号は四角い縁取りで、色は緑から青です。色はbと同じです。ソーダガラスは縁なし、赤から青までを示しています。色はAと同じです。十字と丸はそれぞれ断片化と変形を示します。プラス記号が重なって形成されたアスタリスクは、ロッドが球に接続されている部分で断片化が発生したことを示します (図 1 を参照)。ピンクと黒の三角形は、それぞれ ≤750 °C と 820 °C での予熱を示します。黒の実線は、最大応力が粘性抵抗 \(3\eta \dot{\gamma }\) と一致する基準です。黒い点線は以前に報告された断片化のしきい値です、\({\tau }_{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\dot{\gamma }=0.01,0.04\) 。 d 断片化が発生する測定されたひずみ。記号はcと同じです。

断片化の瞬間の応力とひずみが断片化のメカニズムを決定する可能性があります。可能性の 1 つは、急速なひずみ下の負荷応力がしきい値応力を超えたときに断片化が発生することです。ただし、測定された最大応力は、断片化時の閾値応力に相当し、実験ごとに異なります。応力 - ひずみ曲線が最初は類似している実験であっても、断片化が発生する場合と発生しない場合があります (図 8a、b)。

断片化が粘性変形領域で発生するか弾性変形領域で発生するかを評価するために、各実験で測定された最大応力 \({\sigma }_{\max }\) を \(3\eta \dot{\gamma }\) で正規化しました。）（図８ｃ）。粘性変形の開始後に断片化が発生すると、 \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma }) \sim 1\) となります。対照的に、弾性変形中に断片化が発生した場合、 \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma }) \, < \, 1\) となります。横軸はひずみ速度に緩和時間τcを掛けたものです。無限ひずみ速度でのゼロひずみ速度粘度とヤング率の比の近似値として、測定された最大伸び粘度と最大ヤング率の比から緩和時間を推定します (τc = 3η0/E∞)。詳細については「方法」セクションを参照してください)。

断片化あり (×) と断片化なし (丸) の実験は、正規化された値に関係なく \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma }) \sim 1\) の直線上にプロットされます。ひずみ速度 \({\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\dot{\gamma }\) (図 8c)。つまり、断片化は通常、粘性変形の開始後に発生し、ひずみ速度は断片化が発生するかどうかには影響しません。

冷ガラス (≤615 °C、青いアスタリスク) を使用した実験では、 \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma }) \, < \, 1\) の値が低くなりました。急速なひずみ速度、\({\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}\dot{\gamma } \, > \, 0.01\)。ここで、低温実験は広範囲のひずみ速度では行われず、緩和時間は各実験で測定された粘度から推定されました。歪み速度ゼロでの粘度は大きくなる可能性があり、矢印で示すようにτc も増加する可能性があります (図 8c)。

測定されたレオロジーは \(\dot{\gamma } \, > \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}\) であることを示していることに注意してください。は弾性変形領域にあり、マクスウェルモデルと小さなひずみ振幅でのレオロジー測定に基づいた以前のモデルとは異なります（補足図3a、b）。したがって、断片化のしきい値に使用される 0.01 という前置係数は、ひずみ、ひずみ速度、変形の形状によって変化する可能性があると考えられます (詳細については、「方法」セクションを参照)。以前の実験では、 \(\dot{\gamma } \, < \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{\rm{c}}}}} の領域では断片化は報告されませんでした) }}}}\) ですが、実験ではそれが発生します (図 8c)。この不一致は、粘性領域での以前の実験がロッドサンプルを伸長する際の圧縮/せん断変形下で実施されたために生じる可能性があります22、24。引張変形により、効率よく空隙が亀裂の核形成部位となり、粘性変形する溶融物の断片化が引き起こされます。

ガラスの強度は、ガラス表面の傷の深さと分布によって解釈されることがよくあります53、54、55。高温条件にさらされたガラスには、より深い傷がつきます56。ただし、図 8a、b で観察される断片化のさまざまな応力レベルは、 \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma }) \sim 1\) の同じ線上にあります。図8cは、断片化の発生が、傷の分布などのサンプルの初期状態ではなく、粘性変形の開始によって決定されることを示しています。これは、私たちのガラスサンプルが、傷によって決定される強度を下回る、粘性変形によって引き起こされる応力レベルで断片化していることを意味している可能性があります。また、前回の実行でフラグメント化されなかった同じサンプルを使用しており、再び \({\sigma }_{\max }/(3\eta \dot{\gamma }) の同じ行にあることにも注意してください。 ) \sim 1\) (図 8c)。このことは、巨視的な変形により局所的に薄い領域などの応力集中箇所が生じない限り、試料の変形履歴に関係なく、粘性変形により断片化が促進されるという解釈を裏付けるものである。

図 8d は、断片化が発生する臨界ひずみをまとめたもので、これはひずみ速度ではなく材料に依存します。ハプロ安山岩はソーダガラスよりも破砕に大きなひずみを必要とします。破砕が発生するひずみは、同じガラスサンプル内であっても、約 1 桁異なります。フラグメンテーションのひずみの違いについて考えられる解釈の 1 つは、四面体配位カチオンごとの非架橋酸素原子の違い (NBO/T 比) によるものです。ソーダガラスの NBO/T 比が高いほど、重合度が低いことに対応します (補足表 1)。最近、Fe、Na、Ca に富むクラスター内のサブナノメートルスケールの化学的不均一性が気泡核生成サイトである可能性があることが示唆されています 57。このような化学的不均一性のクラスターは、空隙の核生成サイトになることもあります。 NBO/T が高く、重合度が低いソーダガラスは、より小さなひずみで化学的不均一性のクラスターを作成できる可能性があります。この効果により、断片化に必要な負担が短縮される可能性があります。したがって、より重合したハプロ安山岩は、断片化する前にさらに多くの変形を受ける可能性があります。同様の NBO/T の断片化の臨界ひずみへの依存性は、玄武岩質、安山岩質、流紋岩質の溶融物の比較でも観察されます 58。他の可能性は、ずり減粘粘度（補足図3a）から推測されるように、ソーダガラス実験の条件が、図8c、dのτcを使用して推定されたものよりも弾性領域に近いことです。

要約すると、ひずみ速度は断片化の閾値を明示的に決定するものではありません。一部のサンプルは、粘性変形する他のサンプルよりも低いひずみ速度で断片化します。視覚的な観察では脆性の断片化が示唆されていますが、応力-ひずみ曲線は粘性変形を示唆しています。一定の応力もひずみも断片化の閾値を決定するものではありません。

最後に、マグマの小さな破片がどのようにして細かく緻密な灰になるのかを考えます。高温実験では、ガラスの破面には滑らかな部分と粗い部分がはっきりと現れます。この特性は、室温でのガラス破面で観察されるものと類似しており45、46、47、高温での破壊メカニズムが室温での破壊メカニズムと同じであることを示唆しています。低温のガラスやアモルファス材料では、亀裂は細孔などの傷から始まり59、加速度的に伝播します。高応力下で臨界速度を超えると、単一の亀裂は空隙の核生成により不安定になり、その結果分岐が生じます 42,43。ガラスの粗い破面は、小さな空隙の合体から生じる可能性があります47,51。

破面の観察から、高温でも同様のメカニズムで破壊が起こり、亀裂の分岐により小さな破片が生成されることが示唆されています（図2、3、5～7）。この解釈は、時間分解 X 線回折の最初の鋭い回折ピークによって得られる分子スケールのひずみの最近の観察と一致しています 58。分子スケールのひずみは垂直方向よりも引張方向で大きくなり、異方性膨張が生じて空隙が核形成サイトとなり、分岐が生じることを示唆している。

私たちの実験では、比較的均質なケイ酸塩溶融物に高い応力がかかり、急速な歪みが生じ、単一の亀裂が発生します。対照的に、自然界のマグマには通常、気泡や結晶が含まれており、たとえ小胞性が低い場合でも、これらが亀裂の核生成サイトとなる可能性があります。延性を伴う間接引張試験によって形成された破壊の分岐は、結晶と気泡の方向に偏ります60。天然のマグマには揮発性物質も含まれており、これも核生成と亀裂の伝播に影響を与える別の化学的不均一性であるはずです。実際、環境湿度は低温でのガラスの亀裂の伝播を促進します61。したがって、高い応力または急速なひずみ速度が適用されると、多数の欠陥から複数の亀裂が伝播し始める可能性があります。最終的に、それらは不安定性のために分岐し、核形成部位の初期分布よりも小さな断片を形成します (図 9、左上)。枝と接触した破片は空洞の形状を保存し、不規則な形の灰を形成する可能性があります。これらの形状は通常、既存のバブルの形状として解釈されます。このメカニズムは、ヴァルカニアの噴火による細かい灰を説明できます 18,19。

胞状の少ないマグマに高い応力がかかると、急激なひずみが生じ、亀裂が生じます。最終的に、亀裂は枝分かれし、細かい石灰粒子が生成されます。低応力下ではひずみ速度が遅くなり、粘性変形が起こります。粘性変形は気泡と結晶の配列を変化させ、破壊の条件を提供する可能性があります。気泡化度が高いと、気泡を分離するマグマの薄い膜は、低応力下で亀裂の伝播によって容易に破壊されます。このメカニズムにより、軽石/スコリアが形成される可能性があります。

室温でのガラスの破壊実験では、応力が高くなると、破面上の滑らかな領域であるミラー領域が狭くなることが示されています46。亀裂の分岐により小さな破片が生成される粗い領域は、より大きな応力によって拡大されます。これは、より大きな応力によってより小さな火山灰が生成されることを意味します。

気泡性と応力が低い場合、マグマは粘性的に変形します。粘性変形により、接続する溶融物の断面積が減少し、気泡と結晶の配列が変化し、断片化に必要な条件が変化する可能性があります。条件が揃うと断片化が起こります（図9左下）。

発泡性が高くなると、接続する溶融フィルム/フィラメントの厚さが変化します。予熱を行った実験では、粘性変形により接続溶融物の断面積が減少し、低応力での破壊が可能になることがわかりました。これらの特徴は、気泡性の高いマグマが低応力で破砕できるという事実と一致しており 62、気泡性は破砕に影響を与えるもう 1 つの要因です 63。非常に気泡の多いマグマが低応力で破砕すると、亀裂の分岐が発生しない可能性があります。ただし、薄膜/フィラメントは細かい灰となり、スコリエ/軽石とともに噴出します。私たちの実験では、NBO/T 数が低いほど、断片化前のひずみが大きくなる可能性があることが示唆されています。ケイ素軽石は完全に変形した溶融膜 64 を示すことがありますが、これは高度な重合に起因すると考えられます。

したがって、断片化はどのような初期条件でも発生する可能性があると推測されます。ストロンボリ式噴火やヴルカノ式噴火後の火山灰爆発などの一部の爆発的噴火では、スコリア/軽石ではなく主に灰が生成されます13、14、15、17、65。このような灰は、亀裂の分岐によって発生する可能性があります。

棒状のサンプルを両端球を用いた引張試験機（AND MCT-1150）に取り付けます（図1）。サンプルとインコネルロッドの先端は、縦型環状炉で局所的に加熱されました66。上部ピストンは、制御されたさまざまなひずみ速度で上方に移動します (表 1)。変形に必要な力 F をロードセル (共和 LUX-B-200N-ID、固有振動数 14kHz) で測定し、変位 x をレーザー変位計 (キーエンス LK-G155A、応答時間 100 ～ 1000 μs) で測定しました。。次に、各実験での伸長開始時のひずみ x/L と応力 F/(π(w/2)2) を計算しました。ここで、L はサンプルの長さ、w はサンプルの幅 (直径) です。サンプルの元の長さと幅は、実験前にノギスで測定されました。

炉には 3 つの小さな穴があります。 1 つはサンプルを照明するために使用され、もう 1 つはサンプルを観察しました。サンプルの後ろにある 3 番目の穴では、背景が黒くなり、周囲とのコントラストが向上します。白っぽい高温の炉内では透明なサンプルは観察が困難です。これらの穴は覆われていないため、炉内の温度が低下する可能性があります。高速度カメラ（Photron FASTCAM SA-Z）を用いて試料の変形や破片の観察を行いました。

位置ずれにより引張成分以外の応力が発生する可能性があるため、サンプルとピストンの軸が揃うように慎重に調整しました。ピストン先端のスリットの方向を変えることで試料の位置を調整し、試料に引張成分以外の応力がかからないようにした（図1b）。このように丁寧に治療したとしても、ずれが生じる可能性は依然として残ります。アライメントがずれると、グリップ用球の周囲で破断が発生します67。図 8c、d、表 1、および補足図 3 では、球の近くの破損には、それらを区別するためにアスタリスクが付けられています。球とロッドの間の接合部も応力集中により傷として機能するため、球付近の破壊は必ずしも位置ずれによるものではないことに注意してください。

サンプルにはソーダガラスとハプロ安山岩（鉄を含まない安山岩）を使用しました。どちらもケイ酸塩の溶融物であり、マグマと同じ SiO4 四面体のネットワークから構成されています。分子スケールの構造が類似しているため、サンプルから得られた変形メカニズムは天然のマグマにも適用できます。ソーダガラスが選択されたのは、室温での破壊が研究されており、高温実験の解釈に役立ちます。ハプロ安山岩は、本物のマグマに近い組成をしていますが、鉄分を含まないためサンプルが透明になり、結晶化が防止されます。鉄が存在すると、加熱中に磁鉄鉱が形成され、レオロジーが変化します68。サンプル組成は補足表 1 にリストされています。ハプロ安山岩はソーダガラスよりも NBO/T が低いことに注意してください。 NBO/T が低いほど、構造の重合度が高いことを示します。

サンプルは以下の手順で作製した。ハプロ安山岩は 1500 °C で 7.5 時間融解され、その後 1500 °C で 40 時間保持されました。温度保持時間は、気泡を除去するのに十分な長さとして決定された。ソーダガラスも同様に製造されましたが、1200 °C で溶融しました。石英ガラス棒を炉から取り出した溶融サンプルに挿入し、引き上げて繊維を形成しました。その後、適当な長さにカットし、両端にバーナーで球を付けました。この方法は以前に報告されています69。サンプルは室温で冷却され、アニールは行われませんでした。サンプルに熱応力が残っている場合でも、高温実験中に熱応力を除去する必要があります。サンプルの緩和時間は 20 秒未満 (表 1)、細いロッドの熱拡散時間は 1 秒で、ガラスの熱拡散率は 10−6 m2s−1 です。ロッド内の温度と応力は均一であることが期待されます。ソーダガラスとハプロ安山岩の詳細な特性は以前に報告されています58,66。

サンプルの強度に対する表面の傷の重要性は認識されています53,55。サンプルをハードケースに保管したため、サンプルの表面に傷が発生する可能性があります。ただし、そのような欠陥は実験結果に影響を与えるものではないと考えています。予備実験では、高速度カメラの視野内で傷から破断が起こることを期待して、ロッドの中央にダイヤモンドヤスリで傷を付けました。我々の予想に反して、視野外の別の場所で破壊が発生したことは、人工的な傷が亀裂の核形成部位になっていないことを示しています。ガラス繊維を使った最近の実験では、加熱されたガラスの強度が低下することが示されており 56、加熱によって傷の深さが増すことが示唆されています。私たちの実験は、噴出するマグマと同様の温度範囲で行われます。私たちの実験で測定された破壊に必要な応力は108 Paのオーダーであり（図8a、b）、これはケイ酸塩溶融物について以前に報告されたものと一致しています23。したがって、サンプルの表面状態は自然のマグマを合理的にシミュレートしていると考えられます。

補足図1では、信頼できる温度を持つ別の炉で測定した実験から得られた粘度と、天然マグマ70のモデルを比較しています。 600 ～ 660 °C の温度範囲でのガラス粘度は、当社の測定値 (十字) と他の測定値およびモデル (曲線) がよく一致していることを示しています。高温の傾向は、測定値（実線）とモデル（点線）で異なります。これはソーダガラスの組成が一般的なマグマとは異なるためと考えられます。 880 °C で測定されたハプロ安山岩の粘度は、2 つの曲線よりも大きくなります。この差は温度推定の曖昧さから生じていると推測されます。私たちの炉には視覚化のための穴があることを考慮すると、サンプル温度がヒーターの近くで監視されている動作温度よりも低い可能性があります。私たちは以前の研究で、サンプル位置の温度が動作温度の 600 °C と 800 °C よりそれぞれ 5 °C と 11 °C 低いことを確認しました66。この差は、880 °C というより高い動作温度でさらに大きくなるはずです。また、温度を校正した後、より良い画像を取得するために、視覚化のための穴を広げました。これにより、サンプル位置の実際の温度も低下する可能性があります。

サンプルが断片化することなく伸長した場合、変形を停止し、同じサンプルを継続的に使用してより高いひずみ速度での変形を行いました。また、断片化を引き起こす前にサンプルを高温で伸長させました。後者の場合は、表 1 では「予熱」として示されています。これらの実験では、前回の実行での変位を次の実行のサンプル長さ L に追加しました。サンプル幅を取得するために、次の実行の断片化位置に近い場所での伸びによる幅の減少率を監視し、次の実行の幅を計算しました。 820 °C で予熱したサンプルの幅は局所的に最大 20% 変化し、推定応力に 40% 未満の誤差が生じる可能性があります。我々は当初、試料の中央部が変形により薄くなると高速度カメラの視野内で破片が発生するのではないかと考えていましたが、実際はそうではありませんでした。残念ながら、そうではありませんでした。

試料の変形履歴はその後の実験における応力状態に影響を与えないと考えられる。これは、応力が 20 秒よりも短く緩和されるためです (表 1)。次の実験までの時間間隔は数分であり、緩和時間よりもはるかに長い。また、応力が完全に軽減されていることを確認するロードセルの値も監視しました。対照的に、分子スケールの構造は、以前の実験中の変形によって変化する可能性があります。時間分解 X 線回折における最初の鋭い回折ピークを監視した最近の実験では、ガラス棒の引張変形によって分子スケールの異方性歪みが発生することが示されています。異方性特性は変形を停止すると緩和しますが、等方性永久歪みは残ります58。この永久ひずみにより、亀裂の核形成が考えられる場所の分布が変化する可能性があります。しかし、変形前のガラスロッドには、豊富な核生成サイトがランダムに分布しています。したがって、永久ひずみがその後の実験に本質的に影響を与えるとは考えていません。図8cでは、さまざまな変形履歴を伴う実験が同じ線上にあり、以前の構造変化がサンプルの強度に影響を及ぼさないことを示唆しています。

サンプルの破断面は、ショットキーＦＥ型銃を備えた走査型電子顕微鏡（日本電子株式会社製、ＪＳＭ−７００１Ｆ）およびレーザー顕微鏡（オリンパス株式会社製、ＬＥＸＴＯＬＳ４０００）を用いて観察した。

マクスウェル流体は、粘性成分と弾性成分の直列接続としてモデル化されます。総ひずみは弾性ひずみ γ1 と粘性ひずみ γ2 の合計であり、γ = γ1 + γ2 ですが、課される応力は均一です \(\sigma =E{\gamma }_{1}=3\eta \dot{{\gamma }_{2}}\)、ここで E はヤング率、η はせん断粘度、\(\dot{{\gamma }_{2}}\) は粘性成分のひずみ速度です。ここでは、伸長粘度がせん断粘度の 3 倍、ηelong = 3η23 であると仮定します。また、ポアソン比 0.5 を仮定して、ヤング率をせん断弾性率 E = 3G に変換します。これらの関係を使用すると、伸びるマクスウェル流体の構成方程式は次のようになります。

ここで、 \(\dot{\gamma }\) は総ひずみ速度、t は時間です。

積分方程式 (1) t = 0 で σ = 0、t = ∞ で \(\sigma =3\eta \dot{\gamma }\) の場合、応力とひずみの関係が得られます。

ここで、τ = 3η/E であり、一定のひずみ速度 \(\dot{\gamma }=\gamma /t\) を仮定します。応力 - ひずみ曲線を式でフィッティングします。 (2) により、粘度 η とヤング率 E が求められます。なお、η と E の値は式 (2) を使用して計算されます。 (2) ひずみ速度 \(\dot{\gamma }\) に依存します。補足の図2aは、式2の例をプロットしています。 (2) さまざまなひずみ速度で。

上記の議論では、ポアソン比 ν が 0.5 であると仮定しています。この値は非圧縮性流体に適しています23。速いひずみ速度の下では、ガラスはより固体のように動作し、ポアソン比は 0.258.71 まで小さくなる可能性があります。この場合、ヤング率は E = 2G(1 + ν) = 2.4G で計算されます。粘度を計算するためにバルク変形とせん断変形の同様の比率を仮定するのが合理的であり、その結果、ηelong = 2.4η となります。この場合、せん断弾性率とせん断粘度は、ν = 0.5 と仮定した推定値よりも最大 20% 大きくなる可能性がありますが、それらの比から計算される緩和時間は同じです。

ここでは、粘度測定の結果と緩和時間τcの推定方法について説明します。まず、振動レオロジー測定から推定されるレオロジーの予想されるひずみ速度依存性を紹介します。

角周波数 ω による振動測定は、複雑な流体のレオロジーを理解するための有益な方法です。マクスウェル流体の場合、貯蔵弾性率 \({E}^{{\prime} }\) と損失弾性率 E'' は解析的に次のように記述されます72。

ここで、τc は、ゼロひずみ速度での伸び粘度と、無限ひずみ速度でのヤング率の比、τc = 3η0/E∞ です。 ωτc < 1 および ωτc > 1 の場合、マクスウェル流体はそれぞれ液体状および固体状となり、ωτc ~ 1 付近で粘弾性特性が観察されます。 (3) では、複素係数 \(| {E}^{* }| ={({E}^{{\prime} 2}+{E}^{{\prime\prime} 2}) を計算できます。 }^{1/2}\) および複素粘度 ∣η*∣ = ∣E*∣/(3ω)、補足図 2b に示すように、これは ω に依存します。 ωτc < 1 の場合、複素ヤング率は ω の増加とともに増加しますが、ωτc > 1 の場合、複素せん断粘度は減少します。結果として、比率 3∣η*∣/∣E*∣ (これは τ ~ 3η/E の時間スケールと類似しています) も 3∣η*∣/∣E*∣ ∝ ω−1 のように ω に依存します。。ポリマーの溶融物や溶液は、ひずみ速度と角周波数に対して同様の依存性を示すことが多く、これは「コックス・メルツ則」として知られています。つまり、周波数の関数としての複素粘性率は、ひずみ速度の関数としてのせん断粘性率とほぼ同じです: \(| {\eta }^{* }| (\omega ) \sim \eta (\dot{\ガンマ })\)。このアナロジーによれば、 \(| {E}^{* }| (\omega ) \sim E(\dot{\gamma })\) となります。

補足図3a、bは、補足図2bで観察されたものと同様の、ηとEのひずみ速度依存性を示しています。ハプロ安山岩 (四角い縁取りの記号) は比較的一定の粘度を示し、漸近値に達するまでひずみ速度の増加に伴ってヤング率も増加します。これらの特性は、補足図2bに示すωτc ≤ 1の領域で観察された特性と類似しています。対照的に、ほとんどのソーダガラス実験では、ずり減粘粘度および比較的一定のヤング率が示されました。

ひずみ速度に依存する伸び粘度とヤング率の比はひずみ速度依存性 \(\tau =3\eta /E\propto {\dot{\gamma }}^{-1}\) を持ち、これは次のようになります。 3∣η*∣/∣E*∣ ∝ ω−1 (補足図3c)。その結果、ひずみ速度とτの積は、ひずみ速度に関係なく、\(\dot{\gamma }\tau \sim 0.01\) とほぼ一定になります（補足図3d）。 τ は、ひずみ速度ゼロでの粘度と無限に高いひずみ速度での弾性率によって定義される緩和時間 τc = 3η0/E∞ とは異なることに注意してください。サンプルがマクスウェル流体として動作する実験は、 \(3\eta /E\dot{\gamma } \sim 0.01\) 付近に収まります。

ここで、低温 (≤615 °C、青いアスタリスク) と 820 °C で予熱したガラス実験 (黒い三角) は、直線 \(\dot{\gamma }\tau \sim 0.01\) 上には当てはまりません。その理由は、ガラスがマクスウェル流体として機能するには冷たすぎるためです。 820℃で予熱した実験では、ひずみが集中する部分でガラスロッドが局所的に細くなっていました。その結果、半径方向のひずみが支配的になりましたが、これは私たちのモデルには含まれていません[式1]。 (2)】。これらの実験（冷却および820℃での予熱）の推定されたレオロジーパラメーターは十分に制約されていないと考えられます（図4b）。

緩和時間を推定するために 2 つの方法を採用しました。 1 つの方法では、ひずみ速度ゼロでの粘度と無限大のひずみ速度での弾性率の比 τc = 3η0/E∞ を使用します。断片化の臨界ひずみ速度は、この緩和時間によって \(\dot{\gamma } \, > \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{\rm{c}}}}}) として定義されます。 }}}}\)20. ここでは簡単にするために 0.01 を使用して説明しますが、プレファクターの範囲は 0.01 ～ 0.0422 になります。補足図3a、bからτcを推定し、結果を表1にまとめます。各材料の測定された最大値は無限値と同じであると仮定します。ほとんどのソーダガラスでは、η0 ～ 1.1 × 1010 Pa s、E∞ ～ 24 GPa です。ハプロ安山岩の場合、η0 ~ 2.4 × 109 Pa s、E∞ ~ 23 GPa。したがって、それぞれτc ~ 1.3 s と τc ~ 0.31 s となります。冷たいガラスと 820 °C で予熱したガラスについては、ひずみ速度の依存性を示すデータがありません。したがって、τ ~ τc を使用しました。

緩和時間を推定するもう 1 つの方法は、ひずみ速度に依存するレオロジーを使用することです。粘度がせん断減粘を引き起こし、弾性率が漸近値に達する値として、τc2 = 1/ωの角周波数ωを定義できます（補足図2b）。

ソーダガラスの場合、ひずみ速度 0.01/τc (灰色の線) を示します。これはせん断減粘の開始に近くなります (補足図 3a)。同様に、ハプロ安山岩の場合、0.01 / τc の推定値は、ヤング率が漸近値に近づくひずみ速度に近くなります（補足図3b）。これらの結果は、2 つの方法で推定された時間スケールが 2 桁異なる、つまり 0.01τc2 ~ τc であることを示唆しています。

この違いが、断片化のしきい値 \(\dot{\gamma } \, > \, 0.01/{\tau }_{{{{{{{\rm{c}}}) の前因数 0.01 の起源である可能性があります。 }}}}}}\)。小振幅振動測定によって得られたτc2 は、通常の緩和時間、τc2 = τc (Cox-Merz 則) と一致することに注意してください。小振幅レオロジー測定では、非ニュートン挙動が 100τc の時間スケールで明らかになり、これがプレファクター 0.0120,22 の起源と解釈されています。ただし、ガラスのレオロジーは変形振幅とひずみ速度に依存します62。変形ジオメトリも、複雑な流体のレオロジーに影響を与える可能性があります。したがって、我々は、「Cox-Merz 則」は、伸長幾何学の下で高いひずみ速度での大きなひずみによって壊れると推測します。プレファクター 0.01 は、ひずみ、ひずみ速度、変形ジオメトリによって異なります。

これらの実験から得られたすべてのデータは、補足情報および https://doi.org/10.17605/OSF.IO/C83MY に提供されています。

Cashman, KV & Scheu, B.、『火山百科事典』第 2 版 (Sigurdsson, H. 編)、Ch. 25、459–471 (アカデミックプレス、2015)。

Jones、TJ、Cashman、KV、Liu、EJ、Rust、AC & Scheu、B. マグマの断片化: 新たなトピックと将来の方向性についての視点。ブル。火山。 84、45 (2022)。

記事 Google Scholar

ウィルソン、TM et al. 火山灰は重要なインフラに影響を与えます。物理学。化学。アースパーツ A/B/C 45-46、5-23 (2012)。

記事 Google Scholar

Paredes-Mariño、J. et al. 火山灰のライフサイクル: 進歩と進行中の課題。ブル。火山。 84、51 (2022)。

記事 Google Scholar

Liu, E.、Cashman, K. & Rust, A. 火山灰の形態を定量化するための形状解析の最適化。 GeoResJ 8、14–30 (2015)。

記事 Google Scholar

Mackie, S.、Cashman, K.、Ricketts, H.、Rust, A. & Watson, M. (編) Volcanic Ash (Elsevier、2016)。

デル・ベロ、E. 他火山灰粒子の沈降速度に対する粒子体積分率の影響: 共同実験と数値シミュレーションからの洞察。科学。議員 7、39620 (2017)。

記事 Google Scholar

庄司大治、野口隆、大月伸、日野弘。畳み込みニューラルネットワークと確率を用いた火山灰粒子の分類。科学。議員番号 8、8111 (2018)。

記事 Google Scholar

Schmith, J.、Höskuldsson、および Holm, PM 玄武岩質灰集団の粒子形状: 断片化への影響。ブル。火山。 79、14 (2017)。

記事 Google Scholar

Edwards, MJ、Pioli, L.、Harris, AJL、Gurioli, L. & Thivet, S. 低強度苦鉄質爆発におけるマグマの破砕と粒子サイズ分布: 2015 年 7 月と 8 月のピトンドラフルネーズ噴火。科学。議員 10、13953 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Thivet, S. et al. ピトン・ド・ラ・フルネーズ (ラ・レユニオン島) の火山灰堆積物の変動: 玄武岩質楯状火山の破砕プロセスに関する洞察。ブル。火山。 82、63 (2020)。

記事 Google Scholar

Figueiredo, CA、Bongiolo, EM、Jutzeler, M.、da Fonseca Martins Gomes, O. & Neumann, R. アルカリ火砕物の形態学は断片化メカニズムについて情報を提供する、ブラジル、トリンダーデ島。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 428、107575 (2022)。

記事 CAS Google Scholar

小野、K.、渡辺、K.、星住、H. & 池部、S. 日本の南西部、阿蘇火山、中岳火口の火山灰噴火。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。人種。 66、137–148 (1995)。

記事 CAS Google Scholar

Taddeucci, J.、Pompilio, M. & Scarlato, P. 2001 年 7 月から 8 月のエトナ山 (イタリア) の爆発活動中の導管プロセス: ガラス化学と灰粒子の結晶サイズ分布からの推論。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 137、33–54 (2004)。

記事 CAS Google Scholar

パトリック、MR 他ストロンボリ爆発のスタイルと発生源の状況: サーマル (FLIR) ビデオからの洞察。ブル。火山。 69、769–784 (2007)。

記事 Google Scholar

Andronico, D.、Scollo, S.、Cristaldi, A. & Ferrari, F. エトナ山での火山灰放出エピソードのモニタリング: 2006 年 11 月 16 日のケーススタディ。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 180、123–134 (2009)。

記事 CAS Google Scholar

ガベリーニ、P. et al. 桜島火山 (日本) における周期的なバルカノ活動中の噴火のダイナミクスと破砕メカニズム: 火山灰組織分析からの洞察。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 428、107582 (2022)。

記事 CAS Google Scholar

Cas, R. & Wright, J. 火山の継承現代と古代: プロセス、生成物、および継承に対する地質学的アプローチ (Akkeb & Unwin、1987)。

Clarke, AB、Esposti Ongaro, T. & Belousov, A.、『火山百科事典』第 2 版 (Sigurdsson, H. 編)、Ch. 28、505–518、(Academic Press、2015)。

Dingwell、DB & Webb、SL ケイ酸塩溶融体の構造緩和と地質学的プロセスにおける非ニュートン溶融体レオロジー。物理学。化学。鉱夫。 16、508–516 (1989)。

記事 CAS Google Scholar

ディングウェル、DB 火山のジレンマ – 流れか打撃か? サイエンス 273、1054–1055 (1996)。

記事 CAS Google Scholar

ワズワース、FB 他噴出性と爆発性の複合ケイ酸火山活動は、多相の粘性から脆性への転移にまたがります。ナット。共通。 9, 4696 (2018)。

記事 Google Scholar

Webb, SL & Dingwell, DB 高応力およびひずみ速度における火成岩溶融物の非ニュートンレオロジー: 流紋岩、安山岩、玄武岩、および霞石の実験結果。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度ソリッドアース 95、15695–15701 (1990)。

記事 Google Scholar

Cordonnier、B. et al. 結晶を含むケイ酸溶融物の粘性-脆性転移: マグマの破壊と治癒の直接観察。地質学 40、611–614 (2012)。

記事 CAS Google Scholar

後藤明. 雲仙火山の新しい火山性地震モデル: 溶融破壊モデル。地球物理学。解像度レット。 26、2541–2544 (1999)。

記事 Google Scholar

Papale、P. 爆発的噴火におけるひずみによって引き起こされるマグマの断片化。ネイチャー 397、425–428 (1999)。

記事 CAS Google Scholar

Gonnermann、HM およびマンガ、M. 爆発的な火山活動は、マグマの断片化の必然的な結果ではない可能性があります。ネイチャー 426、432–435 (2003)。

記事 CAS Google Scholar

ヒープ、MJ & バイオレー、メイン火山岩の機械的挙動と破壊モード: レビュー。ブル。火山。 83、33 (2021)。

記事 Google Scholar

Bagdassarov、NS & Dingwell、DB 小胞流紋岩の周波数依存性レオロジー。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度ソリッドアース 98、6477–6487 (1993)。

記事 Google Scholar

Zhang, Y. 脆性破壊理論に基づいた気泡マグマの断片化の基準。 Nature 402、648–650 (1999)。

記事 CAS Google Scholar

シュピーラー、O. et al. 火砕岩の破砕閾値。地球惑星。科学。レット。 226、139–148 (2004)。

記事 CAS Google Scholar

Kueppers, U.、Scheu, B.、Spieler, O. & Dingwell, DB 爆発的火山噴火の断片化効率: 実験的に生成された火砕物の研究。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 153、125–135 (2006)。

記事 CAS Google Scholar

ミュラー、S. et al. 火山の爆発性の指標としての火砕物の多孔性。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 203、168–174 (2011)。

記事 CAS Google Scholar

並木 A. & マンガ M. 低粘度マグマの破砕と透過性ガス放出の間の遷移。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 169、48–60 (2008)。

記事 CAS Google Scholar

コネチカット州グエンほか。フィルムの排水と気泡の寿命。ジオケム。地球物理学。ジオシスト。 14、3616–3631 (2013)。

記事 Google Scholar

Jones、TJ、Reynolds、CD、およびBoothroyd、SC 火山噴火中の流体力学による破壊。ナット。共通。 10、3828 (2019)。

記事 CAS Google Scholar

グイン、J.-P. & Wiederhorn、SM ケイ酸塩ガラスの破壊: 延性か脆性か? 物理学。レット牧師。 92、215502 (2004)。

記事 Google Scholar

Long, R.、Hui, C.-Y.、Gong, JP、Bouchbinder, E. 変形しやすい軟質材料の破壊: 2 つの長さスケールの物語。アンヌ。コンデンス牧師。物質物理学。 12、71–94 (2021)。

記事 Google Scholar

Pan, J.、Wang, Y. & Li, Y. ノッチ付きバルク金属ガラスの延性破壊。アクタ・メーター。 136、126–133 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

シェン、L.-Q. 他。ガラスの破壊を支配するキャビテーションの観察。科学。上級 7、eabf7293 (2021)。

記事 CAS Google Scholar

Fineberg, J. & Marder, M. 動的破壊における不安定性。物理学。議員 313、1–108 (1999)。

記事 CAS Google Scholar

Bouchbinder, E.、Goldman, T. & Fineberg, J. 急速破壊のダイナミクス: 不安定性、非線形性、および長さスケール。プログレ議員。物理学。 77、046501 (2014)。

記事 Google Scholar

Bobaru, F. & Zhang, G. なぜ亀裂は枝分かれするのでしょうか? 動的脆性破壊の周動的研究。内部。Ｊ．フラクト。 196、59–98 (2015)。

記事 Google Scholar

Luo、J.ら。酸化物ガラスの亀裂分岐の原子スケールモデリング。アクタ・メーター。 216、117098 (2021)。

記事 CAS Google Scholar

Johnson, JW & Holloway, DG ガラス破面の破砕帯の形状とサイズについて。フィロス。マグ。 14、731–743 (1966)。

記事 CAS Google Scholar

Freiman, SW & Mecholsky Jr, JJ「脆性材料の破壊: 試験と分析」(Wiley、2012)。

Rabinovitch, A.、Belizovsky, G. & Bahat, D. 脆性破壊におけるミストおよびハックルパターンの起源。物理学。 Rev. B 61、14968–14974 (2000)。

記事 CAS Google Scholar

Wiederhorn、SM ガラスの破壊表面エネルギー。混雑する。セラム。社会 52、99–105 (1969)。

記事 CAS Google Scholar

Ciccotti, M. ケイ酸塩ガラスの応力腐食メカニズム。Ｊ．Ｐｈｙｓ． D アプリケーション物理学。 42、214006 (2009)。

記事 Google Scholar

Ravi-Chandar, K. & Yang, B. 脆性材料の動的破壊における微小亀裂の役割について。 J. Mech. 物理学。 Solids 45、535–563 (1997)。

記事 CAS Google Scholar

Guerra, C.、Sheibert, J.、Bonamy, D.、Dalmas, D. 微小亀裂の死後パターンからの高速大規模破壊の理解。手順国立アカデミー。科学。 USA 109、390–394 (2012)。

記事 CAS Google Scholar

Fluegel, A. 組成から室温のガラス密度を計算するためのグローバルモデル。混雑する。セラム。社会 90、2622–2625 (2007)。

記事 CAS Google Scholar

Griffith、AA 固体における破壊と流動の現象。フィロス。トランス。 R. Soc. ロンド。サー。 A 221、163–198 (1921)。

記事 Google Scholar

Li, H. のガラスとガラス繊維の強度 Ch. 1 (ワイリー、2016)。

グイン、J.-P. & Gueguen , Y. の Springer Handbook of Glass (Musgraves , JD , Hu , J. & Calvez , L. 編) 227–271 (Springer International Publishing , 2019)。

Feih, S.、Manatpon, K.、Mathys, Z.、Gibson, AG & Mouritz, AP 高温でのガラス繊維の強度低下。 J. メーター。科学。 44、392–400 (2009)。

記事 CAS Google Scholar

Dubosq、R. et al. 岩石中の泡と原子クラスターが溶ける：鶏が先か卵が先かの問題。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 428、107574 (2022)。

記事 CAS Google Scholar

奥村誠ほか張力下で溶融するケイ酸塩の分子スケールの構造変化は、時間分解X線回折によって明らかになります。化学。ゲオル。 621、121372 (2023)。

米、RW セラミックスの破壊起点としての細孔。 J. メーター。科学。 19, 895 (1984)。

記事 CAS Google Scholar

ホーンビー、AJら。グアテマラのサンティアギトでの膨張時のドーム溶岩の脆性延性変形と引張破断。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度ソリッドアース 124、10107–10131 (2019)。

記事 Google Scholar

Wiederhorn、SM ソーダ石灰ガラスの亀裂伝播に対する水蒸気の影響。混雑する。セラム。社会 50、407–414 (1967)。

記事 CAS Google Scholar

並木亜生ほか高多孔性ケイ酸マグマの脆弱性と極めて低いせん断弾性率。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 392、106760 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Sparks, R. マグマにおける気泡の形成と成長のダイナミクス: レビューと分析。Ｊ．Ｖｏｌｃａｎｏｌ．地熱。解像度 3、1–37 (1978)。

記事 CAS Google Scholar

Klug, C. & Cashman, KV 気泡状マグマにおける透過性の発達: 断片化への影響。ブル。火山。 58、87–100 (1996)。

記事 Google Scholar

三輪哲、島野哲、西村哲。CCD カメラ画像を使用した、日本の桜島火山における火山灰粒子の輝度と形状の特性評価。ブル。火山。 77、5 (2015)。

記事 Google Scholar

奥村誠ほか高温で変形するケイ酸塩溶融物の時間分解 X 線回折のための実験システム。科学牧師。インストラム。 91、095113 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Alarcón、OE、medrano、RE & Gillis、PP 引張試験および曲げ試験におけるガラスの破壊。メタル。メーター。トランス。 A 25、961–968 (1994)。

記事 Google Scholar

奥村誠ほかナノ結晶を含む安山岩マグマのレオロジーと爆発的火山活動におけるその役割。共通。地球環境。 3、241 (2022)。

記事 Google Scholar

後藤明、谷口宏、北風明、繊維伸長法を用いた含水流紋岩溶融体の粘度測定。ブル。火山。 67, 590 (2005)。

記事 Google Scholar

Giordano, D.、Russell, JK & Dingwell, DB マグマ液体の粘度: モデル。地球惑星。科学。レット。 271、123–134 (2008)。

記事 CAS Google Scholar

青木和也、坂巻哲也、大橋哲也、池田央、鈴木明朗、アルミノケイ酸塩ガラスの高圧音速に及ぼすアルカリおよびアルカリ土類カチオンの影響。物理学。化学。鉱夫。 47、28 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Mewis, J. & Wagner, NJ コロイダルサスペンションレオロジー (Cambridge University Press、2012)。

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ラリー・マスティン博士、匿名の査読者であるエイドリアン・ホーンビー博士、建設的なコメントをくださった編集者のエマ・ニコルソン博士、そして高速カメラを提供していただいたフォトロン社に感謝いたします。本研究は、JSPS 科研費 18H01296、19H00721、21KK0055 の助成を受けています。

名古屋大学大学院環境学研究科〒464-8601 名古屋市千種区

Atsuko Namiki

〒980-8578 仙台市青葉区東北大学大学院理学研究科

Satoshi Okumura & Tsutomu Yamada

東北大学東北アジア研究センター、仙台、980-8576

Akio Goto

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AN は実験を実施し、原稿を書きました。 SOは実験装置を設計し、破断面を観察しました。 AG はサンプル材料を準備しました。 TY はレーザー顕微鏡を提供しました。著者全員が原稿をレビューしました。

Correspondence to Atsuko Namiki.

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

Communications Earth & Environmental は、この研究の査読に貢献してくれたラリー・マスティン、エイドリアン・ホーンビー、その他の匿名の査読者に感謝します。主な担当編集者: エマ・ニコルソン、ジョー・アスリン、クレア・デイビス。

発行者注記 Springer Nature は、発行された地図および所属機関の管轄権の主張に関して中立を保っています。

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転載と許可

並木明、奥村晋、後藤明他高温のケイ酸塩溶融物のガラス状の破砕が微細な灰を生成する様子をその場で観察。 Commun Earth Environ 4、155 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s43247-023-00816-3

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受信日: 2022 年 10 月 26 日

受理日: 2023 年 4 月 21 日

公開日: 2023 年 5 月 5 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s43247-023-00816-3

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