理論テクトニクス入門
p.
p.
p.
p.
正誤表
2003 年 11 月 11 日版
iv, 「符号についての約束」の節の第3行
vi, 左列第5行
12, 下から7行
16,上から6行
p. 21, 図1.18のキャプションの第2行
同行
p. 23, 「定義」の5行下の数式行およびその次の行
(注釈:
F=
∂x
∂ξ
= 1+
=
∂ (ξ + u )
∂ξ
= 1+
∂u
∂ξ
= 1+
∂u ∂x
∂x ∂ξ
= 1+
∂u
∂x
⋅F
誤
正
「最大主応力」
変位勾配
相反歪み楕円
「最大主応力軸」
変形勾配
相反歪み楕円体
1 − 2ϕ, 1,1
1 − ϕ, 1,1 + ϕ
右の露頭写真
左の図
左の露頭写真
右の図
F=
∂x ∂ (ξ + u)
∂u
∂u
=
= 1+
≒ 1+
.
∂ξ
∂ξ
∂ξ
∂x
年月日
F=
020723
∂x ∂ (ξ + u)
∂u
.
=
= 1+
∂ξ
∂ξ
∂ξ
したがって,極限をとれば≒を統合で置き
換えることができて,
最後の項は変位の勾配である.すなわち,
となる.この式を…
となる.このように2次の微小項を無視するこ
とを,幾何学的線形化という.この式を…
したときの正規直交テンソルRは,
正規直交テンソル
正規直交テンソル
正規直交テンソル
030917
∂u ∂u ∂u
∂u
 ∂u 
⋅1 + ⋅F = 1 + + ⋅ ⋅F ≈ 1 +
∂x 
∂x
∂x ∂x ∂x
∂x

∂u
)
p. 24, 第5行
011005
p. 24, 下から3行目
p. 31, 第2.4.1項のタイトル
同項の第1行
同, 下から2行目
p. 32, 3行目
したときの回転テンソルRは,
回転テンソル
回転テンソル
回転テンソル
p. 32, 式(2.36)直後の2行
変位が大きくなればRは90゜回転に収斂す
るが,粒子の回転をあらわすRは回転を続
けるわけである.
変位が大きくなれば式(1.32)のRは90゜回転
に収斂するが,粒子の回転をあらわす上式の
Rは回転を続けるわけである.
010509
p. 33,中央の式左辺の係数
2π a 2ω3 =
π a 2ω3 =
020812
p. 39, 中央やや下の行
変化は, ∆S =
p. 48, 表3.1の中央の列
(ux2 , 0, 0)T
N (内向き)
n (外向き)
(2ux2 , 0, 0)T
∑
N
i
∆S である.
変化は, ∆S =
N (外向き)
n (内向き)
020507
020812
∑
N
i
∆S i である.
010815
1
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2003 年 11 月 11 日版
p. 54, 式(3.25)最右辺
∂σ ij
∑ ∂x
j
+ ρX i
−∑
j
j
∂σ ij
∂x j
010618
+ ρX i
031021
p. 87, 図4.10b
(注釈: 引張りが正符号の流儀では,左側の図が正し
いが,ここでは圧縮を正符号とするσを使っているので,
右側の図が正しい.圧縮をやはり正とする土質力学で
は,θを本書のように∠BAOとは定義せず,∠ABOと定義
することにより,左側の図を正当化している.)
p. 89, 図4.12(b)の右下部分
010815
p. 89, 式(4.55)の右辺第2項
+ n22 [
]
p. 118, 下から5行目
p. 119, 第1行目終わりの方
O-xz 平面における平面応力と仮定
この面における
− n22 [
]
031013
x方向に圧縮または引っ張られると仮定
ここの σx ,
σ z と 式 (4.47),
(4.48) の σ1 ,
030911
030911
σ 2 との対応に注意すると,この面における
p. 119, 式(6.18)
p. 119, 式(6.20)
P. 119, 式(6.20)の2行下の式の右辺
p. 119, 式(6.22)の導出の部分.すなわち「|∆σx| が小さ
くてもうごけると解釈しよう」から式(6.22)の直前の部
1
− (σ x − σ z )sin 2θ
2
∆σ x
−
sin 2θ
2
∆σ


µf  ρ g z + x (1 + cos 2θ ) 
2


1
± (σ x − σ z )sin 2θ
2
∆σ x
±
sin 2θ
2
∆σ


µf  ρ g z + x (1 + cos 2θ ) − pf 
2


そこで造構応力を最小にする…これを式
(6.21)に代入すると,
そこで式(6.21)の分母の絶対値について最大
値を求める.公式 sin(β+α)=sinβcosα+cosβsinα
030911
030911
030912
030912
2
理論テクトニクス入門
正誤表
2003 年 11 月 11 日版
分.(誤りではないが,分かり易い説明に変更)
に注意して分母を変形すると,
± sin 2θ − µf (1 + cos 2θ )
= ± 1 + µf sin(2θ + α ) − µf
2
ただし,tan α = ∓ µf .右辺は周期πの正弦波
−1
である.α=0の場合(これはµf=0の場合に相
当),θ=π/4で極値をとる.摩擦係数の範囲は
0≤µf ≤1だから,位相のずれは|α|≤π/4の範囲
にあり,確かに0≤θ≤π/2の範囲で分母は求め
る極値 ± 1 + µf − µf をとる.これを式(6.21)
2
p. 120, 図6.12(a)の中
p. 123, 式(7.9)
p. 123, 式(7.12)
p. 129, 図7.4(b)
圧縮テクトニクスの地域
伸張テクトニクスの地域
E
E
N
に代入すると,
伸長テクトニクスの地域
圧縮テクトニクスの地域
Y
Y
010109
N
3
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2003 年 11 月 11 日版
1
(−σ xx − σ yy ) − α l ∆T
Y
p. 130, 式(7.31)の最後
ε zz =
p. 132, 式(7.36)のすぐ上
重力項 ρg をはぶいてよい. 熱応力の式
(7.31)
法線応力
p. 139, 図8.3キャプションの第3行
p. 141, 式(8.4)
σ xx =
ε1
1 −ν 2
ε zz =
ν
Y
(−σ xx − σ yy ) − α l ∆T
重 力 項 ρg を は ぶ い て よ い . 熱 応 力 の 式
(7.30)
力
σ xx =
Y ε1
1 −ν 2
001121
001121
030911
qa + ( ρ m − ρ w )gw
剪断力Vと水平力Fも
ρ gh
030930
020716
p. 144, 式(8.21)右辺
qa + ( ρ m − ρ s )gw
qa − ( ρ m − ρ s )gw
020716
p.
p.
p.
p.
p.
p.
曲率半径に比例
1000 km/260
は線は
ber, bei, ker, kei
最左辺
曲率に比例
1000 m/260
破線は
Ber, Bei, Ker, Kei
最右辺
001110
021126
∂ ψˆ
∂z
∂ ψˆ
∂z4
p. 142, 式(8.12)の2行下
p. 143, 式(8.20)右辺
剪断力およびFも
149, 下から9行目の最後
151,第2段落上から7行目後半
158, 図8.18キャプションの2行
159, 図8.19中の文字
163, 第4行目(式(9.8)の1行上)
165, 式(9.16)左辺第3項
p. 165, 式(9.19)の最後
p. 165, 下から6行目の式の最右辺
4
4
sin kz
sinh kz
3 Az + 2 Bz + C
3 A をあらためて A′ とおくと,
vx = A′z 2 + C .
− 3 Az − 2 Bz − C
− 3 A をあらためて A′ とおくと,
v x = A′z 2 − C .
p. 166, 図9.3のキャプション第4行
p. 167, 本文第2行及び第3行
散財
散在
ρD
ρ gD
p. 178, 式(9.82)の下の行
p. 181, 下から7∼8行目
p. 177, 最終行
とり,重力加速度
下からの正負
とする.また,重力加速度
下面に作用する正負
p. 165, 下から3行目
p. 184, 本文5行目
2
S zz
地表
= ∆ρgh を隆起量 h について解けば
よい.∆ρは地形荷重をあらわす.
火成活動も変形を
2
S zz
地表
001225
011218
011218
000517
000517
010519
031111
= ρgh を隆起量 h について解けばよ
い.この式の左辺は地形荷重である.
火成活動も変形も
011218
0011221
4
理論テクトニクス入門
正誤表
2003 年 11 月 11 日版
p. 193, 図10.4
p.
p.
p.
p.
p.
194,
201,
202,
212,
217,
図10.6中の文字
図10.10中の文字
下から2行目
本文第1行
上から6行目
同, 最終行
p. 219, 図11.2の説明文の最終行
p. 236, 本文の5行目(「11.7.2 応用」の前の行
p. 241, 第1行
同, 第8行
p. 244, 脚注をのぞいて下から2行目
p. 252, 図12.16のキャプションのすぐ左の本文
同, 問12.1
p. 255, 第4行
第1と第5の等号の後
p. 259, 中央 A = うんぬんの式の1行下の右端
Coulomb-Mohr
Schr dinger
図法の応用として
結晶内の転移の運動
塑性変形する.そうした観点から応力状態
を
slickenslides
向こう側
ΦL
組成強度
とみなせる深度とするのである.
転移クリープ
波長あわなかったわけだが
運命がリフティングと熱伝導のスピード
のかねあいで決まると12.2.2項でのべた
が,この問題の場合
a, b, c = b, a, c = c, a, b
Coulomb-Navier
Schrödinger
場法の応用として
結晶内の転位の運動
塑性変形するという観点から,応力状態を
slickensides
手前側
ΦD
塑性強度
とみなせる深度をリソスフェアの底とするの
である.
転位クリープ
波長があわなかったわけだが
運命が,リフティングと熱伝導のスピードの
かねあいで決まると12.2.2項でのべた.その
問題の場合
a, b, c = b, c, a = c, a, b
= − b, a, c = − c, b, a = a, c, b
= − b, a, c = − c, b, a = − a, c, b
楕円対
楕円体
001124
001110
020322
001124
001107
001221
5
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正誤表
2003 年 11 月 11 日版
p. 260, 式(A.27)から3行目
その2行下
p. 263, 式(A.42)の4行下の式
l が2つ
n 個のlにより
Q が2つ
n 個のQ により
A4 =
A4 =
= ( AI − AII ) A2 − ( AII − AIII ) A + AIII 1
= ( AI2 − AII ) A2 + ( AIII − AI AII ) A + AI AIII 1
p. 263, 式(A.43)の1行上
これをテイラー展開しても,
その式の1行下
p. 264, 式(A.48)から4行目
p. 265,式
2次の項までしか必要ない.
4象 限 す べ て に 分 布 す る
したがって式(A.49)は
こ れ を テ イ ラ ー 展 開 し て も
Ceyley-Hamiltonの 定 理 に よ り
2次の項までで表現できる.
縦軸および横軸の両側に分布する
したがって式(A.49)は
 b1

C=0
0

0
b2
0
 b1
0


0  および U =  0

b3 
 0
のあいだの6行
p. 265,まんなかへんの数式の行
0
b2
0
0 

0 

b3 
v ⋅ (C ⋅ v ) = b1v12 + b2 v 22 + b3 v32 > 0 .そ
こで新に … b の終点もまたこの領域
になければならない.
031009
030911
030911
011217
011217
v ⋅ (C ⋅ v) = b1v12 + b2v22 + b3v32 > 0 .この不等
号がゼロベクトルでない任意の v に対して成
立するためには, b1 , b 2 , b3 がすべて正符号
でなければならない.
R ⋅ R T = (U-1 ) ⋅ FT ⋅ F ⋅ U-1 =
T
(
) ⋅F⋅U
= (U ) ⋅ F ⋅ F ⋅ U =
R T ⋅ R = F ⋅ U -1
-1 T
T
T
-1
020423
-1
p. 269, 問A.1の第6行
w = ( w1 , w2 , w3 )T
v = (v1 , v2 , v3 )T
030320
P. 274, 第1行
p. 274, 第4行
同, [問12.1]の第1,2行
p. 278, 文献[86]
歪みはO-12平面上の
直交して下向きなである.
その強度であたえられた力F 0 でどれだけ
地質構造の解析:理論と実際
歪みはO-13平面上の
直交して下向きである.
その強度と,あたえられた力F 0 で,どれだけ
地質構造の解析(サブタイトル削除)
031021
001121
この表の最後の列は,この表に当該項目を追加した日を示す.この欄記入のない項目は,2000 年 11 月 7 日(001107)以前に記入した項目.
正誤表の最新版は,http://www.kueps.kyoto-u.ac.jp/~yamaji/RT/RT.html にあります.
6
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