Observação in situ de vidro

Communications Earth & Environment volume 4, Artigo número: 155 (2023) Citar este artigo

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As cinzas vulcânicas provenientes da fragmentação do magma danificam as infraestruturas e o ambiente. A expansão das bolhas é crucial na fragmentação do magma, mas erupções de baixa intensidade frequentemente emitem cinzas com menos bolhas. Aqui conduzimos experimentos tensionais em fusão de silicato em alta temperatura, na qual a fusão se alonga ou fratura dependendo da taxa de deformação. Uma fratura ocorre pelo aparecimento de uma trinca na haste de silicato derretida, seguida pela geração de pequenos fragmentos. A superfície de fratura apresenta uma dicotomia de região lisa e rugosa, semelhante àquelas observadas em superfícies de fratura de vidro à temperatura ambiente. A região de superfície rugosa gera pequenos fragmentos. Curiosamente, as curvas de tensão-deformação medidas indicam que a fragmentação ocorre sob deformação viscosa. Estes resultados sugerem que o silicato derrete sob fragmento de deformação viscosa, como o vidro faz à temperatura ambiente. A ductilidade ao redor da ponta da trinca promove a nucleação e a coalescência de vazios, fazendo com que a trinca se ramifique para gerar cinzas vulcânicas finas e densas.

A fragmentação do magma é o mecanismo chave que determina se as erupções são explosivas1,2. Erupções explosivas produzem cinzas vulcânicas, que afetam o meio ambiente e a sociedade humana3,4. O tamanho, distribuição e formato das cinzas alteram sua dispersão e tempo de residência na atmosfera. Magmas fragmentados possuem vários tamanhos e morfologias dependendo de suas composições e estilos de erupção5,6,7,8,9,10,11,12. A análise das cinzas vulcânicas revela várias formas; algumas cinzas preservam bolhas que estavam presentes antes da fragmentação, enquanto outras estão livres de bolhas5,6,8. As cinzas geradas por explosões de cinzas após erupções estrombolianas e por erupções vulcanianas são relativamente densas e contêm poucas bolhas13,14,15,16,17. As erupções vulcânicas geram cinzas relativamente mais finas do que outras erupções explosivas com áreas de dispersão semelhantes18,19.

O magma é um fluido viscoso, mas pode fragmentar-se de maneira frágil quando a deformação é rápida em relação à escala de tempo de relaxamento . O número de Deborah, De \(={\tau }_{{{{{{{{\rm{c}}}}}}}}}\cdot \dot{\gamma }\), caracteriza a escala de tempo de deformação relativa ao tempo de relaxação, onde \(\dot{\gamma }\) é a taxa de deformação, e τc = η0/G∞ é o tempo de relaxação. Aqui, η0 é a viscosidade de cisalhamento a uma taxa de deformação zero, e G∞ é o módulo de cisalhamento a uma taxa de deformação infinitamente alta. Um experimento de alongamento de fusão mostra que De> 0,01 é um limite para fragmentação frágil . Este limite também é aplicável ao magma contendo cristais24. A compilação posterior sugere que 0,01 < De < 0,04 é transitório e De > 0,04 causa falha frágil22. Curiosamente, De = 0,01 está no regime onde a taxa de deformação é lenta o suficiente \(\dot{\gamma } \, < \, 1/{\tau }_{{{{{{{{\rm{c}} }}}}}}}\) para causar deformação viscosa, mas é observada fragmentação semelhante a sólido. Este limite é amplamente utilizado para modelar a fragmentação do magma em um conduto25,26,27. A fratura frágil aumenta a porosidade e a permeabilidade, afetando o estilo de erupção28. A reologia do magma depende da taxa de deformação23,29. No entanto, a reologia no momento da fragmentação ainda não foi medida diretamente. A deformação rápida permite o desenvolvimento de tensão no derretimento que envolve as bolhas no magma30. Experimentos de descompressão rápida do tipo tubo de choque mostram que o magma borbulhante sofre fragmentação frágil quando o produto da sobrepressão e da fração volumétrica das bolhas excede um valor crítico, ΔPϕ > σ031. Fragmentos menores se formam em ΔPϕ32,33 maiores. De acordo com esta escala, a fragmentação é causada pela fase gasosa pressurizada em bolhas pré-existentes. Não está claro se cinzas vulcânicas densas geradas por erupções estrombolianas e vulcanianas, com poucas bolhas e não acompanhadas de pedras-pomes/escórias, podem ser produzidas por este mecanismo.

\, 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>

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