论文赏析：颗粒材料高速剪切行为的数值研究及其对快速滑坡的意义

快速滑坡的高流动性一直是地质灾害研究中的重要课题。过去几十年，学者们提出了多种假设，试图解释快速滑坡高流动性背后的低摩擦机制，主要包括机械振动、气垫和气体润滑、土壤液化、颗粒碎裂、热熔化等。这些假设大多涉及颗粒材料的快速剪切行为，通常表现为高剪切速率、颗粒波动、体积变化、碎裂和矿物变化等。理解这些行为对于揭示快速滑坡的低摩擦机制至关重要。

其中，热反应假设认为，强烈的热量可能会导致滑坡基部的矿物熔化，降低摩擦力；颗粒碎裂假设认为，滑坡中的颗粒因碰撞破碎，产生波动，减少覆盖应力，从而导致滑坡扩展和摩擦力降低。然而，关于碎裂的假设存在争议，因为一些研究认为碎裂会增加能量消耗。

目前，从实际滑坡中获取这些假设的证据仍然困难，因此很难验证一些假设的细节。

实验上，土壤液化和颗粒碎裂的研究常使用环剪装置，而与热熔化和热压实相关的研究则采用高速旋转剪切装置。这些实验提供了颗粒材料的表面剪切信息，但难以捕捉颗粒的局部剪切行为和细节信息。

数值方法，特别是离散元方法（DEM），能有效模拟颗粒间的相互作用，补充实验研究。然而，现有的颗粒流动研究中，许多采用的剪切速度和应力幅度相对较低，无法完全反映滑坡中真实的高剪切环境。

该研究提出了一种三维离散元环剪模型，通过将数值模拟与实际实验对比验证其有效性。该模型在典型滑坡围压下将颗粒材料加速到高剪切速度，并对剪切过程中的机械行为、速度分布、体积变化等进行了详细分析。该研究揭示了快速剪切行为与慢速剪切行为的差异，并探讨了这种行为对快速滑坡的意义。

环剪装置广泛用于研究滑坡的起始和动态过程。近年来，为了观察颗粒材料在剪切过程中的运动学信息，一些研究者对京都大学灾害预防研究所开发的ICL-2环剪装置的剪切室进行了透明改造。尽管这些改进具有重要意义，但仅依靠外部观察仍无法全面捕捉颗粒的所有运动学和机械信息。因此，应该更加重视数值方法。该研究提出了一种数值颗粒驱动的环剪模型，重现了滑坡中颗粒相互剪切的情况。该模型能够在避免连续介质元素和离散元素之间复杂动态耦合问题的同时，以超高速度剪切颗粒材料。

如图1a所示，环剪试验主要集中在滑坡中的一个土体单元。周围的颗粒形成该土体单元的边界条件。在不同的滑坡中，土体单元的颗粒边界条件有所不同。图1c、d和e展示了先进的ICL-2环剪装置，该装置通过非旋转的上平台施加法向应力（最大可达3.0 MPa），通过旋转的下平台施加剪切速率（最大可达0.5 m/s）。显然，在实验室条件下，依据不同滑坡土体单元的颗粒边界条件，替换不同的剪切驱动平台和固定平台具有一定挑战性。因此，一些环剪装置，包括ICL-2，采用复合结构（图1b和d），通过粗糙的金属板和立齿来施加剪切应力和法向应力。

此外，当前的环剪装置在样品颗粒尺寸方面存在一定局限性。在对细颗粒土组成的滑坡样品进行环剪试验时，立齿的长度远大于颗粒尺寸，使得剪切驱动平台能够施加足够的剪切力而不会发生明显的边界滑移。然而，在具有广泛颗粒尺寸分布的滑坡中，较大颗粒可能无法与立齿充分兼容。

样品与驱动平台之间的兼容性问题也存在于数值模拟中。如图1f和1g所示，环剪装置的剪切平台通常被建模为连续介质元素。这些无质量的壁体能够在低速下驱动颗粒剪切。然而，当剪切速度达到快速滑坡中观察到的米级或超高速水平时，样品和剪切板可能发生穿透。在离散元和连续元模型的背景下，当离散单元和连续单元之间的相对速度过高或接触耦合未正确处理时，特别是在动态问题中，穿透现象容易发生。此外，立齿的长度和宽度会对颗粒样品产生扰动。

图1h和1i展示了该研究对剪切和固定平台进行的改进。在建模中，完整的空心圆柱颗粒样品被直接建模，且具有初始颗粒尺寸分布。然后，根据滑坡中上覆应力状态对颗粒进行固结。在剪切开始时，圆柱样品两端一定厚度颗粒直接用作剪切和固定平台，而无需引入额外的连续介质元素。在整个剪切过程中，这些平台和剪切颗粒保持为一个整体圆柱。该圆柱中的所有颗粒具有相同的颗粒特性和接触模型。这些改进消除了剪切颗粒和平台之间的尺度不兼容问题，避免了连续单元与离散单元之间的动态耦合问题，并减少了所需建模参数的数量；此外，它们能更精确地再现滑坡中颗粒相互剪切的情形。

此外，光滑且刚性的内外壁构成了侧向边界。参考当前实验室环剪仪器和模拟模型的尺寸，模型外壁的半径（R）设置为0.099 m，而内壁的半径（r）设置为0.047 m。初始样品高度设置为0.115 m。使用以下公式计算得到环剪装置的等效半径值为0.076 m。

滑坡中的大多数颗粒保持连续接触，只有少数颗粒在表面上发生二次碰撞。参与二次碰撞的颗粒几乎不受滚动摩擦的影响，而连续接触的颗粒则受到滚动摩擦的显著影响。通过使用玻璃珠的环剪实验结果与离散元模拟结果进行对比，一些研究表明，除非考虑滚动摩擦系数，否则实验中观察到的表观摩擦总是低于模拟值。这一发现表明，滚动摩擦显著影响颗粒的整体剪切行为。因此，将滚动摩擦机制纳入数值环剪模型是再现颗粒材料剪切行为所必需的。

该研究使用了非粘性颗粒材料。颗粒与侧壁之间的接触被建模为线性弹簧。颗粒内部采用了滚动阻力模型。在该滚动阻力模型中(图2)，除了使用线性弹簧模型计算法向和切向接触力外，还使用了线性滚动弹簧来提供接触过程中的滚动阻力。滚动阻力模型中的接触力包括法向接触力、切向接触力和因滚动阻力产生的转矩。

法向接触力Fn和切向接触力Fs的表达式如下： 

其中，kn和 ks分别是法向和切向刚度，βn和 βs分别是法向和切向的临界阻尼比。

法向接触力Fn会根据颗粒表面间隙或颗粒表面间隙增量dgn进行绝对更新或增量更新，更新类型由法向力更新模式控制。切向接触力Fs始终根据相对切向位移增量dgs进行增量更新。当法向和切向接触力满足条件 Fs≥μs时，颗粒接触转为滑动状态。剪切接触力在滑动状态时达到最大值，其中μs为摩擦库仑系数。

滚动截面的力矩随着接触点的相对旋转而线性增加，具体表达式如下：

 其中，kr表示滚动刚度，定义为 kr=kr2。

滚动刚度将接触点相对旋转增量 θr与内部力矩增量联系起来。βr是滚动粘性阻尼系数，r表示有效接触半径，定义为 r?1=r1?1?r2?1。r1和 r2分别是接触的两个颗粒的半径。

设置由滚动刚度引起的公转固有频率与由剪切刚度引起的旋转固有频率相等，可以产生性能良好且阻尼良好的滚动阻力机制，而不需要任何额外的滚动阻尼值（βr = 0）。

当两个单元之间的滚动分量θr超过其最大值时，Mr满足Mr≥μrrFn。此时，接触面处于滚动滑动状态。μr为滚动摩擦系数。

以柱坐标系给出模型示意图，如图1h所示，r和θ分别表示径向和切向，深度方向z垂直于它们。

粒子层k的应力张量表示为给定体积V内的平均应力（图1h）。根据该体积内内外接触力的平衡条件，可以得到离散粒子系统中平均应力的微尺度表达式为：

式中，c表示体积v内的所有边界接触和内部接触。fci是接触力，xcj是接触向量。mb是粒子质量。v'bi是粒子的波动速度。Nb是体积V内粒子的总数

在DEM（离散元）模拟中，某些微观参数没有特定的物理意义，并且不完全对应颗粒材料的宏观力学性质。此外，微观参数的值与颗粒性质和剪切配置密切相关，且展现出多解特性。因此，该研究选择通过环剪试验来标定参数。通过大量的试探性计算结合玻璃珠环剪试验结果(图3a、b)，标定了一组微观参数，如表1所示。

随后，进行了微观参数的敏感性分析，以研究它们对模型的影响（图3c、d、e、f、g、h）。
图3a和3b展示了玻璃珠材料在法向应力100 kPa、200 kPa和300 kPa下的模拟环剪结果，并与相应的实验室环剪试验结果进行了对比。此外，图3c、d、e、f、g和h展示了表1中几个关键微观参数的敏感性分析。每个图中仅改变其对应的变量，同时保持其余变量与表1中的一致。

表1中显示的颗粒尺寸范围从4.4 mm到5.5 mm，呈均匀分布；这代表颗粒尺寸范围相比于Jiang等报告的2.0 mm–2.5 mm，增加了2.2倍。增加颗粒尺寸是DEM模拟中的常见做法，因为它提高了计算效率。随着颗粒尺寸的增加，颗粒数量减少。图3c展示了颗粒数量变化对剪切结果的影响。随着颗粒数量的增加，不仅剪切应力-位移曲线变得更加平滑，而且它们也更接近基于实验室结果的标定曲线（图3a）。

在表1中的颗粒尺寸情况下，样品厚度为0.115 m，约等于在垂直方向堆叠21个颗粒（基于中位颗粒尺寸计算）。图3d展示了样品厚度对环剪模型结果的影响。随着样品厚度的减少，剪切应力-位移曲线的峰值和峰值发生时间与其他曲线相比存在显著偏差。剪切应力-位移曲线的波动性也增加。特别地，对于样品厚度为0.025 m（大约4.5颗粒）的剪切应力-位移曲线，其峰值剪切强度与标定曲线相比有显著不同。

在实际的环剪装置中，该实验为了防止拱效应和侧壁摩擦对应力场的影响，侧壁设计为光滑。因此，在环剪模型中，颗粒与侧壁之间的摩擦系数设置为零。如图3e所示，线性摩擦系数显著影响剪切应力曲线的峰值强度和残余强度。当摩擦系数过小时，剪切应力曲线没有明显的峰值；反之，如果摩擦系数过大，则会导致剪切应力曲线与标定曲线之间发生明显偏差。在一些玻璃珠的模拟研究中，已经使用了不同的线性摩擦系数值。表明，选择合适的摩擦系数值必须与其他微观参数协调，以表示实际结果。因此，在表1中设置线性摩擦系数为0.2，与实验室玻璃珠的剪切行为（图3a和b）更为接近。

滚动摩擦系数是一个综合微观参数，考虑了颗粒在样品中旋转效应的阻力；其值不仅与颗粒性质有关，还与颗粒组装的摩擦行为相关。如图3f所示，当颗粒之间的滚动摩擦系数小于0.1时，整个过程的剪切应力曲线低于标定曲线。当该系数超过0.2时，剪切应力曲线几乎没有变化。通过敏感性分析和玻璃珠的实验室剪切行为得出，滚动摩擦系数为0.2（图3a和b）。

在离散方法中，可以用有效模量和刚度比确定接触的法向和切向刚度：

式中，A = πr2。当接触的两端都是粒子时，r等于两个粒子较小的半径，L等于两个粒子半径之和。当一端与壁接触，另一端与粒子接触时，r和L都等于粒子的半径。

如图3g和h所示，刚度比的影响并不显著。然而，有效模量有很大的影响。过大的有效模量会导致过早出现过高的峰值强度。当有效模量过小（E*=5e5 Pa，刚度低于1e4 Pa）时，颗粒的接触刚度不满足硬球模型的要求（刚度超过1e4）。硬球模型规定颗粒接触刚度应大于1e4 Pa 。在确保遵守硬球原理的前提下，根据实验室玻璃微珠的实际剪切性能，将颗粒的有效模量设置为7e6 Pa，刚度比设置为1.5。

图3a和b是实验室环剪试验获得的力学结果验证了所提出的DEM模型，但缺乏对环剪装置中颗粒运动的运动学特征的检查。在颗粒材料领域，颗粒的速度分布对于建立有效的剪切流动本构规律至关重要。速度剖面直接反映了粒子运动的运动学特征。该实验使用表1中的微观参数，并将模拟结果与实验室玻璃微珠环剪试验获得的速度剖面进行比较（图4）。

图4a和图4b所示的粒子速度分布是由使用玻璃微珠的实验室结果得出的。从图4可以看出，在稳定剪切条件下，模拟的颗粒速度曲线与室内实验结果吻合较好。这表明，该实验中的环剪切模型充分再现了颗粒的运动学特征。

该实验将颗粒柱顶部设置为剪切板，底部设置为固定板。固结阶段结束后，玻璃微珠被剪切。所有颗粒组均在300 kPa的法向应力下剪切。每个模拟组都经历了一个低速（0.001 m/s）剪切过程，剪切时间为382 s，应变为0.80（0.38/0.48 = 0.80，其中0.48表示根据等效半径计算出的周长）。采用足够长的剪切时间，保证试样达到稳定的剪切状态。剪切速度分别为0.025 m/s、0.05 m/s、0.5 m/s、1.0 m/s、1.5 m/s、2.0 m/s和5.0 m/s。连续加速过程较好地反映了真实的滑坡加速过程，而足够高的剪切速度更符合典型的滑坡滑动速度。表2为模拟组的信息。

剪切达到稳定状态（残余抗剪强度）后，在t = 382 s时开始加速剪切。与稳定状态下的摩擦系数相比，剪切速度较低的组在剪切加速后的摩擦系数变化最小。相反，对于具有较高剪切速度的群体，摩擦系数的显著增加与速度的增加成正比。

如图5b所示，无论整体样品体积如何变化，整个样品在垂直方向上始终被划分为5层。图5c、d、e和f说明了颗粒层的摩擦系数（σθz）如何随剪切加速度的增加而变化。在所有组中，在加速剪切开始之前，所有颗粒层的摩擦系数是相同的。然而，随着加速剪切的开始，不同颗粒层的摩擦系数逐渐偏离。

最上层（0.8 ~ 1.0）H)摩擦系数增大，其余各层摩擦系数均有不同程度的减小。这种减少在离顶端越远的地方就越明显。这种内摩擦系数的不均匀性在所有组中都可以观察到，并且随着剪切速度的增加而变得特别突出（图5f）。

强接触力和弱接触力子网反映了粒子系统内接触力的分布。根据所有接触力的平均值，低于平均值的为弱接触力子网的一部分，高于平均值的为强接触力子网的一部分（以下简称强和弱子网）。图6显示了剪切过程中等效试样半径剖面的强弱子网络内接触力的平均值和方向各向异性的变化。

一般认为外部干扰主要由强子网承担，弱子网对强子网进行补充和支持。剪切开始时（t = 1s），上覆应力主要为竖向；因此，强子网的主轴垂直对齐。弱子网提供横向支撑，其主轴水平方向。随着剪切的进行（t = 381 s），外部水平剪切力的增大导致强子网主轴方向向水平方向偏移。弱子网的主轴始终与强子网的主轴垂直。然而，加速剪切（t = 482 s）对强和弱子网络方向的影响都很小。此外，加速剪切不会导致整个剖面中强（Fstrong ave）和弱（Fweak ave）子网络内的平均接触力发生显著变化。

在整个剖面上强弱子网络内的平均接触力掩盖了局部粒子层中接触力的变化。图6b显示了颗粒层内强弱子网络的平均接触力变化。随着剪切速度的加快，试样顶部强子网的平均接触力显著增大。

弱子网的平均接触力略有增加。对于其他粒子层，在强和弱子网络内的平均接触力都有稳定的波动或轻微的下降。

图7为剪切过程中颗粒水平速度剖面图和云图，以SG6组为例。图7c、d、e、f和g中的云图是从等值半径（图5中的灰色圆柱形面）的轮廓展开的。

横轴表示周向角，纵轴将整个样本垂直归一化到区间[0,1]。

在剪切开始时（t = 1s），颗粒的水平速度分布是线性的。样品顶部的粒子速度最高，底部的粒子速度几乎为零。随着剪切的进行，颗粒速度分布呈非线性分布（t = 381 s），顶部一定厚度的颗粒保持与剪切平台相似的速度。靠近底层的区域水平粒子速度极低。最大剪切速率发生在这两个区域之间。加速剪切后，颗粒速度曲线的非线性分布特征发生了变化。水平粒子速度随离剪切平台距离的增加呈指数衰减。靠近底层的水平粒子速度较低的区域会扩大。

在图8中，对颗粒速度剖面数据进行归一化处理（图8a和b），得到三种典型的颗粒速度剖面（图8c、d和e）。图8c中的剖面对应于剪切开始时的全局剪切流。图8d为初始剪切到稳定剪切状态过渡时的剖面形态。在这个过渡剖面中，在样品顶部附近有一定厚度的塞流，其中颗粒不进行相互剪切，而是表现出一个整体速度。试样中部出现明显的局部剪切带。在试样的底部，颗粒经历缓慢的蠕变剪切。这种过渡状态的持续时间可能取决于施加的剪切速度。

随着加速剪切的进行剖面转变为局部剪切形式，如图8e所示。靠近剪切台板的颗粒获得明显更高的速度，形成局部强剪切带。底部有较大的蠕变区域。这些结果与低正应力条件下颗粒样品的水平速度剖面变化形成对比。在低法向应力条件下，随着剪切的进行，试样从局部状态过渡到全局状态。

图9a显示了剪切过程中总试样体积的变化情况。在剪切开始时，整个试样体积有一个初始膨胀，标志着第一次膨胀。在加速剪切后，总试样体积发生第二次膨胀。在不同的模拟组中，更高的剪切速度导致更大的总体积增量。

各颗粒层孔隙度的变化直接反映了颗粒层内体积变化的趋势（图9b）。在剪切开始时，颗粒层内存在不同程度的孔隙度增加。加速剪切后，颗粒层间孔隙度变化存在明显差异，且与整体试样体积趋势不一致。靠近顶部的层迅速膨胀，而其他层的孔隙率几乎保持不变。图9c示意了样品体积从第一次整体膨胀到第二次局部膨胀的转变过程。

用粒子温度的概念来描述粒子速度的波动。这些波动是描述粒子流动行为的一个重要参数，该参数被定义为粒子速度波动的均方。粒子温度的表达式由T=（Tθθ+Trr+Tzz）/3给出，其中Tij=〈uiuj〉?〈ui〉〈uj〉。这里，ui表示粒子速度沿i方向的分量，〈…〉表示平均值。图10为剪切过程中颗粒温度分布图及各时间点云图。在慢剪切阶段，试样内的颗粒温度接近于零。随着剪切速率的增加，剪切板附近的颗粒温度呈指数增长。底部大部分区域的粒子温度接近于零。粒子温度云图直观地说明了局部高（红色）和低（蓝色）温度区域的相对变化。根据粗略估计，当剪切速率增加到2.0 m/s时，颗粒之间的最大波动速度达到0.2 m/s。SG11组的结果表明，当剪切速率增加到5.0 m/s时，颗粒间的最大波动速度达到0.5 m/s。

此外，在这些云图中，从红色区域到蓝色区域的过渡仅限于2-3个粒子的范围，这表明在传播波动方面存在困难。

图11显示了剪切过程中颗粒接触力波动（δ f2）的变化。从剪切作用开始，δ f2在整个深度范围内逐渐增大。一旦样品达到稳定状态，δ f2的谱线就不再改变。此时，样品中部的δ f2较大，顶部和底部的波动较小。在剪切加速作用下，试样顶部颗粒的δ f2约为其他区域δ f2的2 - 3倍。此外，从描述粒子波动的云图中可以观察到δ f2不是分层的，而是以点的形式分布的。

一般认为，在平面剪切下，较高的围压会导致整个样品的法向应力场和剪应力几乎均匀。

然而，本研究结果表明，随着剪切速度的增加，剪切应力场的响应变得不均匀，导致整个颗粒试样在空间上的摩擦特征不均匀。

基于该试验结果作者提出了以下问题：是什么原因导致了这些剪切行为的转变，这些转变对快速滑坡有什么意义？

根据获得的数据（图7-11），颗粒状试样的速度分布、体积变化和颗粒波动表现出不同程度的局域化。颗粒状试样中的局部体积膨胀层和具有强颗粒波动的层都可以很容易地与其速度剖面内强剪切层的位置相关联。与模拟结果和前人的研究一致，致密颗粒流中的局部“剪切带”通常出现在几个粒径的特定厚度范围内。

此外，本研究结果表明，剪切速度的增加进一步加剧了颗粒材料剪切流动的局部特性。颗粒材料的整体流动从单一流动状态过渡到复合剪切流动状态。在颗粒材料领域，这些剪切流动状态可以通过萨维奇数或惯性数进行综合评估。这两者本质上表示宏观剪切变形时间尺度与颗粒惯性时间尺度之间的比率。局部惯性数的表达式如下：

其中，I(z)表示沿深度方向的局部惯性数，γ(z)表示沿深度方向的局部剪切速率，d50表示中值颗粒尺寸，P(z)表示深度相关的法向应力，几乎等同于SN，ρd表示颗粒密度。

惯性数介于 0.001 和 0.05 之间表示密集流动状态，而低于 0.001 的惯性数表示准静态流动状态。因此，颗粒样本根据局部惯性数的大小分为两层（图12）。在准静态流动层中，颗粒紧密接触并缓慢移动。颗粒组通常被描述为遵循与速率无关的本构定律，如弹塑性行为。在密集流动层中，颗粒的运动受剪切速率显著影响。除了颗粒之间的库仑摩擦接触外，颗粒碰撞的影响也会导致颗粒之间的波动。

该实验利用颗粒波动来解释复合剪切流的形成。颗粒波动被认为是颗粒材料不均匀性的主要原因之一，显著影响系统内部应力变化和动量传递。样本顶部的剪切作用作为“热源”，不断激发颗粒，导致颗粒波动，这与密集流动层中的行为相对应。固定的底部平面作为颗粒温度的耗散边界。

随着剪切速度的增加，颗粒温度在顶部达到最大值，然后随着深度的增加迅速降低到最低值（图10）。从样本底部的耗散边界到该最小值的位置，形成了一个“耗散区”，负责耗散由“热源”引起的颗粒波动。及时耗散这些颗粒波动的能量需要颗粒之间发生显著的非弹性行为，如持续的摩擦接触，这对应于准静态流动层中的行为。

随着剪切速度的继续增加，“热源”的激发程度呈指数增加（图10）。为了确保颗粒温度得到足够的“冷却”，需要适当地增加底部耗散区的厚度，以促进更多的非弹性行为（图10中的红色区域）。这些行为之间的定量关系较为复杂，但这一趋势在此研究中得到了清晰展示。在整个剪切过程中，耗散区和“热源”区域所占的范围之间存在一种平衡，共同构成了颗粒剪切流动的复合状态。

在重力显著影响下，低围压条件下颗粒材料中的法向应力场不仅与边界应力条件有关，还与上方颗粒层的厚度相关。剪切应力场通常被认为是均匀的。然而，在较高围压下，重力效应可以忽略不计，此时整个样本的法向应力场和剪切应力场几乎是均匀的。根据该研究结果，在高围压和低速剪切条件下，整个样本的摩擦特性也是均匀的（图5）。

随着剪切速度增加到一定值，摩擦系数出现明显的正向速度效应。这与其他研究结果一致，表明对于某些颗粒材料，随着剪切速率的增加，表观摩擦系数也会增大。然而，明显的是，样本内部的摩擦特性并不均匀（图5）。正向速度效应仅发生在与剪切平台相邻的颗粒层中，而中部和底部层则出现了轻微的摩擦减弱现象。Artoni 描述了在低围压和低速剪切实验中，颗粒与侧壁之间的表观摩擦系数（σrθ/σrr）减小的现象。试验的结果表明，在较高围压下，需要施加更高的剪切速度才能使颗粒材料的摩擦系数（σθz/σzz）减小。Taylor 通过局部颗粒碰撞产生的波动解释了中部和底部颗粒摩擦减弱的现象。如果上层颗粒碰撞产生的振动足够大，它们可以导致碰撞应力波的传播，从而使邻近颗粒出现一定程度的摩擦减弱（图5d、e 和 f）以及体积压实（图9b）

这些结果的意义非常明确。随着剪切速度的增加，滑坡、断层带或其他颗粒剪切流中的颗粒剪切行为可能会以速度依赖的方式发生动态变化。颗粒从整体剪切转变为局部剪切的过程可能会在剪切过程的早期阶段（滑坡发生初期的短位移、低速蠕变剪切阶段）完成。在这一阶段，局部化的程度（体积变化、颗粒波动和速度剖面）并不显著。然而，随着剪切速度的增加，局部化特征的范围和强度显著增加，这导致剪切带内的剪切流态从单一行为过渡到复合行为。

复合行为对剪切流态和摩擦具有重要意义。与单一行为相比，在复合行为中，局部化区域显然会承受更多外部剪切的扰动，而其余颗粒似乎“撤出”剪切状态。尽管实际快速滑坡剪切带的演化机制非常复杂，但本文的结果在一定程度上揭示了快速滑坡加速过程中剪切带演化的基本机制。此外，该研究结果强调了在评估快速滑坡剪切带演化过程时，必须考虑复合行为的建模。

在过去几十年中，研究人员观察到一些地质材料在高剪切速率下出现不同程度的摩擦减弱现象。这些观察结果导致了一系列关于摩擦减弱的假设。然而，也有一些剪切实验没有观察到这一现象。广泛认可的土壤液化假设强调了在快速剪切过程中考虑多相行为的重要性。此外，颗粒形状、颗粒破裂、级配、密度等因素也是理解这些现象不可或缺的组成部分。我们的研究结果表明，除了这些机制外，必须考虑颗粒材料剪切速率依赖的摩擦行为的非均匀性。这种非均匀性意味着现有的摩擦减弱机制可能会以更复杂的方式发挥作用。根据现有的摩擦减弱假设，经历更“剧烈剪切”的区域（体积膨胀、强烈颗粒波动、颗粒间接触应力变化等）更可能表现出摩擦减弱。因此，在实际的快速滑坡中，随着剪切速度的增加，局部区域的摩擦增强可能会被某些减弱机制显著“消除”。此外，其他区域的颗粒摩擦特性可能保持不变或减弱程度较小。

此外，该研究的结果还提供了颗粒波动随着剪切速度变化的定量趋势。颗粒波动速度和接触力波动的增加对与颗粒波动相关的摩擦减弱假设具有重要意义。尽管与颗粒波动相关的实际机制复杂，但这一趋势值得进一步研究。