地下核爆発に適用可能な遅延ガス痕跡の地下輸送プロセスの評価

Scientific Reports volume 12、記事番号: 13169 (2022) この記事を引用

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地下核爆発 (UNE) からの放射性ガスの痕跡は、地下で発生するガス移動プロセスによって生じます。 この研究で考慮されたプロセスは、爆発空洞からの上方へのガスの移動を促進または遅延させます。 これらのプロセスの相対的な重要性は、元々は UNE からの輸送のいくつかの側面を研究することを目的としたマルチトレーサー希ガス移動実験 (NGME) の二重透過性媒体における地下輸送をシミュレートすることによって評価されます。 この実験では、関連する駆動プロセスには、地熱勾配によって駆動される弱い二相対流、爆発空洞の過圧、気圧ポンピングが含まれますが、ガスの収着、溶解、放射性崩壊、通常は拡散が遅延プロセスを表します。 決定論的シミュレーションから、大気圧ポンピングと組み合わせた爆発後の煙突の過圧が、地表に到達するトレーサーガスを増幅させる相乗効果を生み出すことを発見しました。 境界シミュレーションでは、輸送を遅らせる傾向にあるガスの収着と溶解が、以前の実験室での研究で予想されていたよりもはるかに小さいことが示されました。 NGME の観測自体は、ガス拡散率の違いが、トレーサーガスの収着と溶解の複合効果よりも上方輸送に大きな影響を与えることを示しており、これは Sobol の感度分析と一致しています。 決定論的シミュレーションと輸送関連特性のパラメトリックな不確実性を考慮したシミュレーションの両方で、少量のサンプルで捕捉される可能性がある \(^{127}\)Xe と比較した SF\(_6\) の過剰濃度は、現場で採取された大量のガスサンプルで見つかった桁違いのコントラスト。 大量の地下ガスサンプルの抽出はその場でのガス組成を歪める可能性があることが示されていますが、爆発空洞への SF\(_6\) の注入速度は \(^{127}\)Xe の注入速度と比較して非常に変動します。これが、観察された濃度の大きな違いの最も可能性の高い説明です。

地下核爆発 (UNE) からの検出可能なガス放出は、通常、即時または遅延のいずれかとして特徴付けられます。 迅速なベントは、爆発空洞を取り囲む封じ込めゾーンのほぼ即時の大規模な破損の結果として発生し、爆発空洞からのガスの急速かつ通常は集中的な放出を引き起こします。 対照的に、放出が遅れた場合、UNE 後数日から数か月は検出可能な兆候が現れない可能性があります。 爆発から約 2 か月後に DPRK 2013 UNE から大気ガスが出現したと仮定されているように、トンネルを開いたり、爆発空洞に再び掘削したりするなどの実験場での作業は、一種の遅延放出を表します。 この研究の対象であるもう 1 つのタイプは、爆発空洞からのガスが徐々に、主に破壊網に基づいて、その他の点では有効な封じ込めゾーンを越えて移動し、地表の広範囲に放出された結果です 1,3。 4. とりわけ、UNE サイトの地質、爆発の深さ、核発生量、気圧の記録に応じて、地表でのこのような遅延放出により、数十キロメートルから千キロメートル以上の距離で検出可能な大気の痕跡が生成される可能性があると予測されました。現在の放射性キセノン分析感度５． 大気中のUNEを特定するための迅速なベントに加えて、検出可能な放射性キセノンの放出の可能なモードを表すことに加えて、広域および遅延サインの局所的な大気監視の可能性もまた、爆発の際に爆発現場をより効率的に特定するためのツールとしての使用を示唆しています。包括的核実験禁止条約（CTBT）の提案に従って実施された現地査察。

遅延痕跡に関連する物理的輸送プロセスのさまざまな組み合わせ（たとえば、破砕領域における気圧ポンピングと地下水へのガスの溶解）が、さまざまな詳細レベルで研究されています（たとえば、3、5、6、7、9、10、27）。 、２８、２９、３０、３１）は、ＵＮＥからの希ガスの移動に対する影響を評価する。 しかし、UNE のガス移動プロセスは複雑で相互依存しており、時間的および空間的に依存しています 6,11,12。 複雑で不確実な地質系における希ガス輸送のモデルの忠実度を高めるには、通常、モデルの開発、モデルの検証、パラメーターの校正に必要な計算リソースと実験リソースを大幅に増加する必要があります。 したがって、UNE を概念化する際に、他の物理プロセスを除外して特定の物理プロセスのみに焦点を当てることにより、モデルの複雑さが軽減されることがよくあります。 このため、無視された物理プロセスが UNE 検出に関連する希ガスの兆候の予測にどの程度影響するか、またモデルの忠実性と計算コストの間でしばしば行われるトレードオフが正当化されるかどうかという疑問が生じます。

ガスの放出とモニタリングを伴うフィールド実験は、爆発後の空洞からのガスの移動に影響を与えるため、およびガス輸送モデルをテストするために、どのような物理的プロセスと材料特性が最も重要であるかを理解するために必要な要素です。 同様に、適切に検証されたガス輸送モデルは、特定のサイトで実施されたフィールド実験の結果を、UNE サイトの特徴にもなる可能性のある他の水理地質環境に一般化する可能性をもたらします。 ネバダ試験場（現在のNNSS – ネバダ州国家安全保障サイト）のレーニア・メサにある2つの歴史的なUNE試験場で実施された最初に公表されたトレーサー実験では、側面を評価するために不活性化学トレーサーである六フッ化硫黄（SF\(_6\)）とフレオン13B1が使用されました。過去のUNEからの放射性廃液の自然放出13。 この実験の重要な発見は、爆発空洞の加圧は、高浸透性の岩層に沿った地表下の水平輸送を誘発する可能性が高いのに対し、大気誘導輸送または気圧ポンピングは、ガスを地表に垂直に引き込むのにより効率的であるということであった。 不拡散実験 (NPE) として知られる別の野外実験は、NNSS のレーニア メサ地下に埋設された 1 キロトンの化学爆発によるガスの遅延放出と検出に焦点を当てていました。 SF\(_6\) と \(^3\)He トレーサーは、爆発によって爆発空洞内に同時に放出され、収容区域の 400 メートルのゾーンを徐々に移動しました3。 両方のトレーサーについて、土壌ガスが地表の多くの場所で 500 日間にわたって監視されました。 この実験では、高原子量、低拡散率の SF\(_6\) トレーサーが、低原子量、高拡散率 \(^3 \)気圧ポンピング4が主要な輸送手段だった時代の追跡者。 その後、両方のトレーサーの観測された到着時刻に一致する輸送体制のコンピューター モデルが開発されました。 次に、ヘンリーの法則で表される地下水へのガス溶解を含む校正モデルを使用して、遅延 \(^{133}\)Xe と \(^{37}\)Ar の両方のガス署名が半減期とともに予測されました。それぞれ 5.24 日と 34.95 日の信号は、放射性崩壊によって信号が失われる前に、大気圧が低下している期間中に地表で検出できるはずです。 さらに、爆発によって生じた破壊とレーニア・メサの既存の自然断層および破壊システムとの間の相互接続が、地表へのガス移動の経路を提供することが実証された。 地下核爆発署名実験 (UNESE) の一環として、2012 年に NNSS のパヒューテ メサにあるバーンウェル歴史的 UNE 遺跡で 2 つの異なる野外実験が実施されました。 最初の実験では、フレオン 12B1 トレーサーが瓦礫化した岩石からなる爆発ゾーンに注入されました。 爆発後の状態をシミュレートするために、このゾーンで弱い加圧 (\(\sim\) 40 mb) が 10 日間維持されました1。 トレーサーは 2 日後に表面で検出され、その後の大気圧低下期間中の濃度ピークは、加圧期間の数日後に発生するピークよりも約 100 倍高かった。キャビティ加圧と気圧ポンピングの組み合わせ。 また、新しく開発されたLLNL地下ガススマートサンプラーを使用したほぼリアルタイムのモニタリングにより、土壌ガスサンプル中のラドンレベルは、UNE後に発生する可能性のある空洞の弱い加圧中に10〜15倍高くなることが判明しました。 これは、現地検査中に秘密の UNE 検査が行われる可能性があるため、局所的な地下残留圧力領域を隔離するための迅速な土壌ガス調査のための天然トレーサーとしてラドンの使用を提案した最初の研究でした（追加の議論については 14 を参照）。 2 番目の実験も 2013 年にバーンウェルの施設で実施されました15。放射性トレーサーと化学トレーサーの両方が含まれており、この論文の結果の一部との比較が可能であり、このセクションでの後の議論のために保留されています。

つい最近、これも UNESE16 の一環として、NNSS のメサ水道橋の下にある歴史的なディスコ エルムの瓦礫で満たされた空洞にフレオン 12B2 が注入されました。 水道メサの封じ込めゾーンの透過性はバーンウェルサイトの約 1/10 です。 それでも、実際のキャビティと表面の圧力履歴によって制約されたマルチパラメータ変分解析を使用して、厳密に一致する濃度振幅を示すトレーサーが表面で検出されました。 高度補正された表面圧力が空洞圧力を下回った期間中にのみ、トレーサーがメサ上で検出されたことが観察されました。 ここにまとめた研究では、化学トレーサーを使用して、さまざまな水理地質条件下でさまざまな組み合わせの力を受けた地下ガスの反応を評価しました。 さらに、時間依存の表面および空洞圧力の観察をコンピューターシミュレーションと照合すると、その出力により、一般にガスの輸送に関連する推定パラメーター (たとえば、破断開口部、破断密度、破断透過性) が得られました。

以前の研究では、さまざまな理由から実際の放射性核種ガスを使用するよりも、SF\(_6\) やフレオンなどの化学的に不活性なトレーサーが好まれていました (例: \(^{[131\text{m }~133\text{m }~133~135]}\)Xe、および \(^{37}\)Ar) 自体。 不活性化学トレーサーは、放射性核種トレーサーと比較して、取得、輸送、注入、サンプリング、分析のコストが非常に低いため、非常に魅力的です。 しかし、SF\(_6\) やフレオンなどの化学トレーサーが対象の放射性核種の代替としてどの程度機能すると期待できるかを尋ねるのも当然の疑問です。 この問題は、最近、Stroujkova らによる新しい研究で部分的に解決されました 17。 著者らは、地下水面が浅い花崗岩中の小さな爆発によって形成された既存の浅い空洞と破砕帯に等量のSF\(_6\)と安定なXeを注入する野外実験を行った。 SF\(_6\) の濃度は、10\(^6\) の観察範囲にわたって通常 2 倍以内で Xe の濃度を追跡しましたが、比較的小さな差は 2 つのガスの拡散率と溶解特性の違いによって説明されます。

特定のトレーサーを分析するために必要なサンプル量は、不活性化学トレーサーと放射性キセノン同位体を使用する場合のもう 1 つの重要な違いを浮き彫りにします。 上記のすべての化学トレーサー研究で採取された個々のガスサンプルの体積は通常 0.05 ～ 0.5 リットルでしたが、バーンウェルサイトの 2 番目の実験で得られた放射性トレーサーサンプル 15 では約 2 立方メートル (2000 リットル) のサンプル体積が必要でした。 非常に低体積の破砕システムからこのような大量のサンプルを抽出すると、サンプリングが理解したい輸送プロセスの観察をどの程度妨げる可能性があるかについて、重大な疑問が生じます。 さらに、「考察と結論」のセクションでは、低体積の破砕主体のシステムからこのような大量のサンプルを取得することで、測定したい化学的特徴や同位体的特徴がどのように歪む可能性があるかについても検討します。

バーンウェル サイトでの 2 番目の実験では、以前の希ガス移行実験 (NGME15) について言及しており、SF\(_6\) と 2 つの放射性トレーサー \(^{127}\) の輸送を伴うトレーサー移行の比較が可能になる可能性がありました。 Xe と \(^{37}\)Ar。 バーンウェル爆発空洞への U-20az ボアホールの貫通の詳細は、Carrigan et al.1、図 1a および 、図 1) に示されており、NGME 実験アプローチの詳細な説明は Olsen et al.15 によって与えられています。 。 \(^{37}\)Ar と \(^{127}\)Xe を事前に混合し、SF\(_6\) と同時に、ただし SF\(_6\) とは別にして、10 時間かけて U-20az キャビティに注入しました。 事前に混合した Ar/Xe トレーサーと SF\(_6\) トレーサーの注入流量を定期的に監視し、手動でトレーサー注入量を変更することで個別に調整しました。 トレーサーの注入から 99 日後、\(\sim\)23 m\(^3\)min\(^{-1}\) で空気を注入して空洞を 46 時間加圧しました。 ガスサンプルは地表または地表直下で収集され、上記の 3 つのガスについて分析されました。

気圧ポンピングは、UNE からのガス輸送の後期の原動力として、破砕岩で広範囲にモデル化されています (例:3、4、7、8、18、19)。 我々は、NGME 実験の期間と、3 つのトレーサーの注入から 99 日後に開始された煙突の過圧をカバーするバーンウェル施設の大気圧変動履歴を使用します。 砕石粉末および無傷のコアサンプルにおけるガス収着は、ヘンリー型およびラングミュア等温線モデルを使用して、乾燥条件下でのバッチモードでのガス相と固相間の相互作用としてモデル化されています 20,21。 最近、Neil et al.22 は、部分的に飽和したゼオライトにおけるガスの吸着と溶解の複合効果を研究しました。 私たちのモデルには、崩壊した空洞の形成後に展開するバーンウェルサイトでの十分に文書化された地下水飽和分布が含まれていることに注意する必要があります。 私たちのシミュレーションには、ゼオライト封じ込めゾーンでのキセノンの吸着減少に対する部分飽和の影響が含まれていますが、それでも、Neil et al.22 が実験室で観察したものと比較して、キセノンの吸着を過大評価しているようです。 アルゴンとキセノンの溶解度は、飽和条件下での実験データを使用して、温度と圧力の関数として決定されました17、18、24。 SF\(_6\) の溶解 (気相と液相の間) に関する実験データも、いくつかの温度範囲で利用できます 25、26、27、28。 バッチモードで校正された収着および溶解モデルは単気相または多相輸送と結合されていないため、収着および溶解の遅延の役割はこれまで定量化されていませんでしたが、ここでさらに検討します。

自然の地熱温度勾配 (つまり 25 \(^{\circ }\)C km\(^{-1}\)) とガス拡散による二相対流を伴う基本的なプロセスに加えて、 NGME システムの地表でのガス信号に対する、ガスの吸着、溶解、バーンウェル空洞への空気注入によって生じる過圧、および気圧ポンピングという 4 つの物理プロセスの影響を考慮します。 まず、文献データからの収着等温線と溶解モデルを使用して校正された物理プロセスをシミュレートします。 また、PSUADE29 を使用して、これら 4 つの物理プロセスの不確実性の定量化と感度分析の両方を実行します。 ソーボル感度分析 30 の結果は、ガス輸送に対するさまざまなプロセスの相対的な影響、およびモデルの忠実性と計算コストの間のトレードオフを決定するための定量的な尺度を提供します。

このセクションでは、UNE からのガス痕跡に影響を与える可能性のある物理プロセスについて説明します。 破砕岩石系における非等温多相反応輸送は、NUFT プログラム 31,32 を使用して、液体、気体、非変形固相中の水、空気、気体成分についてモデル化されています 12。 水と空気は液相と気相の主成分ですが、他の気体成分はこれら 2 つの相の質量分率が比較的低い微量成分です。 ガス収着 (ガスと固体の間の相互作用) とガス溶解 (ガスと液体の間の相平衡) を区別するために、鉱物表面へのガス収着に関する実験室実験は通常、水分飽和が存在しない状態で行われます。 一方、ガスの溶解挙動は固相が存在しない場合に決定されます。 野外実験では、固体へのガスの吸着と液相への溶解のダイナミクスを捉えるのに十分なレベルでガス移動を監視していないため、吸着効果を最大化する傾向にある理想的な条件下で得られた実験室実験データを使用して、吸着および液相への溶解の輸送への寄与を評価します。別々に、または組み合わせて溶解します。 図1に示すように、ガス収着は多くの場合、線形（またはヘンリー型）等温線とラングミュア反応速度論（または等温線）によって記述され、相平衡はヘンリーの法則平衡モデルを含むさまざまな溶解モデルを使用して表されます。 ヘンリーの法則は、元の形式では、水中の気相と溶解相との間に存在するガス成分の平衡濃度を記述することに留意すべきである。 ただし、ヘンリーの法則の一次関数は、低ガス濃度に適したヘンリーの法則タイプの吸収等温線を記述するためにも使用されます。

シミュレーションで概念化された代表的な基本ボリューム (REV) の概略図。 液相と気相の体積分率は気孔率を示し、気孔率に対する液相の体積比は飽和として定義されます。 気相と固相間の物質交換は収着/脱離によって説明され、気相と液相間の物質交換は相平衡によって説明されます。

平衡時の吸着濃度とガス濃度の関係は、線形、凹面、または凸面の曲線でグラフ表示される曲線の形状に従って分類されます33。 等温線における細孔ガス濃度に対する吸着濃度の線形依存性は、ヘンリー型吸収を使用して記述されます。

ここで \(C_{\text{ H }}\) [mol kg\(^{-1}\)] はヘンリーの吸収濃度、c [mol m\(^{-3}\)] はガス濃度、 \(k_{\text{ d }}\) [m\(^{3}\) kg\(^{-1}\)] はヘンリーの吸収定数です34。 単層吸着は、吸着分子間の相互作用を無視するラングミュア等温線を使用して表現できます。

ここで、 \(b'\) [m\(^3\) mol\(^{-1}\)] は、吸着速度と脱離速度の比として定義されるラングミュア親和定数であり、 \(C'_{\text { H }}\) [mol kg\(^{-1}\)] は、利用可能な反応性表面部位を反映するラングミュア容量定数です。 ガス濃度が非常に低い \(c\ll 1/b'\) 場合、ラングミュア吸着 (2) はヘンリーの吸収のように動作します。

ここで、 \(k_{\text{ H }}\) [m\(^{3}\) kg\(^{-1}\)] は、ラングミュア線形部分の定数です。 このため、Paul et al. ヘンリーの一次関数 (式 1) を使用して収着実験データを当てはめました。 図 2 に示すキセノン ラングミュア等温線の最良の適合は、ラングミュア吸着が​​主に質量取り込みの原因となっており、ヘンリー型吸収は無視できることを示しています。 実験データは全濃度範囲でラングミュア等温線との良好な一致を示していますが（つまり \(0 \le c \le \infty\)、図 2a）、低濃度範囲では吸着濃度はガス濃度と線形に挙動します。 (つまり、 \(0 \le c \le 7\) mol m\(^{-3}\)、図 2b)。 同等のヘンリー定数 (\(k_{\text{ H }}\)) は、表 1 と図 3 に示すように、ラングミュアの親和性と容量の積として校正されます。 \(k_{\text{ H }}\) ) キセノンの値は SF\(_6\) の値より約 40% 高く、アルゴン \(k_{\text{ H }}\) の値の 3 倍です。 校正された \(k_{\text{ H }}\) は、複合効果のラングミュア親和性 (等温線に到達する速度について) とラングミュア容量 (式 3) を反映します。

0 \(^{\circ }\)C における頁岩中のキセノン吸着のヘンリー型等温線とラングミュア等温線の比較。 (a) ラングミュア等温線は、全濃度範囲 (\(0 \le c \le 55\) [mol m\(^{-3}\)]) の実験データとよく一致します。 (b) ヘンリー型等温線は、低濃度範囲の実験データ (\(0 \le c \le 7\) [mol m\(^{-3}\)]) を近似します。 実線の曲線 (青) はラングミュア フィットを表し、破線 (マゼンタ) と点線 (黒) は \(b'~c\ll 1.\) の場合のヘンリー型フィットと線形化されたラングミュア フィットを表します。

(a) 0 および (b) 20 \(^{\circ }\)C における、さまざまな地質物質におけるキセノン、アルゴン、および SF\(_6\) の等価ヘンリー吸収定数。 存在しないバーについては実験データが利用できないことに注意してください。

砕石サンプル 21 の比表面積と拡散率は、そのままの (コア) サンプル 20 よりも大幅に大きいため、表 1 の補正された \(k_{\text{ H }}\) 値は、破壊に関連する吸着容量の上限を表します。フローモデル。 さらに、すべてではないにしてもほとんどの収着実験は、収着測定の前に真空中でサンプルを予熱することにより、鉱物表面の最大収着容量を推定するために実行されています。 UNE 封じ込めゾーン内の多孔質で割れた地質媒体は、通常、同様の条件にさらされるとは考えられず、実験室サンプルのそのような前処理は、封じ込めゾーンを通るトレーサーガス流の収着の影響の上限にさらに寄与すると予想される。骨折が優勢なUNE封じ込めゾーン。

隣接する気相と液相における気体成分の相平衡分配は、気相のモル分率 y と液相のモル分率 x の比として記述されます。 ガス溶解度モデル 17、18、24 は、次のようにキセノンとアルゴンの気相平衡関係に適用されます 36、37。

ここで、S は、基準ガス圧力、\(p_{\text{ g,r }}\)、および \(p_{\text{ g }}\) は気相圧力です。 溶解度は、温度の関数として実験データを使用して決定されます38

ここで、A、B、C、および F はモデル パラメーター、\(T_n\) はケルビン度単位の温度を 100 で割ったものです。キセノンとアルゴンの温度依存性 \(K_{\text{ eq }}\) は次のように計算されます。多相反応性輸送のモデルと組み合わせたもの (例、53、54、37)。

SF\(_6\) の水への溶解度は、温度の関数として測定および決定されています25、26、27、28。 Ashton et al.25、Cosgrove and Walkley26、Mroczek28 の実験データは、溶解度モデルの校正に使用されます (5)。 モデル化された相平衡定数は、図 4 に示すように実験データと比較され、校正された溶解度定数は表 2 に示されています。 SF\(_6\), \(S_{\text{ min }} = 1/K_{\text{ eq, } \text{ max }}\) は、不確かさの定量化におけるすべてのガス成分の溶解の下限として考慮されます。

温度の関数としてのアルゴン、キセノン、SF\(_6\) の相平衡係数。 実験データは、Ashton et al.25、Cosgrove and Walkley26、Mroczek28 を参照しています。

境界推定または同様の近似では、同位体キセノン源項は、地下または大気輸送のゾーンへの即時源フラックスまたはインパルス濃度として概念化されることがよくあります 3,36。 簡略化されたソース用語を使用するのとは対照的に、この研究ではベイトマン方程式 41 を使用して、一連の崩壊と内部成長の連鎖からのキセノン放射能を記述します (例、5、19、42、43、44、45)。 逐次減衰チェーンに関連する解決策は、Cetnar 46、Slodic̆ka および Baláz̆ová 47、Yuan 48,49、および Zhou ら 50 によって提供されています。 さらに、キセノン同位体の遅延サインを実証するために、分岐および収束反応を伴う本格的な崩壊および内方成長ネットワーク 51 が使用されました 1,52。 たとえば、プロンプトソース \(^{133}\)Xe 濃度と、フルスケールの崩壊と内部成長を使用して計算された濃度 (図 5a、5、53) では、一次元輸送 (100 m) では異なるキセノン濃度プロファイルが得られます。発生源から離れてください）。 時間依存の境界条件を使用した 1D 輸送の解決策は、Sun et al.53、Cleary および Ungs54 に示されています。 図5bに示すように、11日の遅延は、キセノン信号に対するフルスケールの減衰と内部成長の影響を定性的に示しています。

キセノンのサインは放射性核種の崩壊によって遅れます。 (a) 発生源領域のキセノン濃度。 (b) 流速 2 [md\(^{-1}\)]、分散率 1.0 [m\(^2\) d\(^{-1}] の、ソース領域から 100 m 離れたキセノン濃度\)]。

気圧ポンピングは、割れ目での振動（圧力駆動）移流と岩盤マトリックスでの拡散の複合効果により、割れた岩石でのガス輸送に役割を果たします4。 マトリックス拡散は、各ガスの二成分拡散率に応じて、場合によっては表面へのガスの到着が遅れ、ガスのシグネチャ強度を緩衝することが知られています 3,8,37。 Lowrey ら 19,43 は、地下核爆発による独立収量と連鎖反応収量の両方を考慮して、単一破壊システムにおけるキセノン同位体組成に対する気圧ポンピングの影響を研究しました。 Sun と Carrigan は、UNE 後のガス輸送の初期段階では熱駆動移流 (TA) が原動力である一方、沸騰後の段階では気圧ポンピングの役割が増大すると指摘しました。 Sun ら 52 は、全連鎖反応 (独立および連鎖収率) と組み合わせた非等温多相輸送の決定論的モデルを開発し、キセノン同位体濃度に対する TA の影響を定性的に実証しました。 ほぼ等温のNGMEでは、約25 \(^{\circ }\)C km\(^{-1}\)の地熱勾配が存在するため、TAは弱い輸送過程としてのみ存在すると予想されています。私たちが検討する他の駆動および減速機構と比較するための基本ケースとして、拡散とともに含まれています。

NGME を特徴付ける高温はありませんが、空気の注入による空洞の人工加圧は、UNE 後の熱エネルギーによる過圧の近似と考えることができます。 UNE の残留熱エネルギーは、煙突およびその周囲の温度分布に反映されます。 煙突内の過剰な沸騰温度によって引き起こされる水相の変化により、局所的な圧力が上昇し、亀裂を通じてガスがさらに煙突から遠ざけられます。その一方で、岩石基質の毛管圧力によって液相のフラックスが高温の煙突に戻されます。 破砕されたマトリックス系の地質ヒートパイプ（つまり、瓦礫で満たされた爆発後の空洞に存在する水の相変化を伴う熱輸送）により、爆発後しばらくの間、煙突内の局所的な圧力が周囲の領域よりも高く維持されます。 過剰圧力とガス移流を引き起こす残留熱によって駆動される物理プロセスは、すでに高忠実度モデルで記述されています (例: 37)。 UNE による熱誘発か、NGME 中に発生した噴射誘発かに関係なく、超過圧力は放射性核種生成点と地表面の間のガス輸送の直接の推進力として機能します。 このホワイトペーパーで紹介するシミュレーションでは、NGME に関連する空気注入によって引き起こされる過圧の場合のみを考慮します。

次のサブセクションで示す NGME の決定論的シミュレーションに加えて、Sobol の感度研究と表面ガス濃度の確率ベースのシミュレーションの両方が実行されました。 ソーボルの感度 29,30 評価は、地表面のガス濃度に重大な影響を与える物理プロセスを特定し、どのプロセスがガス信号の変動に最も寄与しているかについて実用的な洞察を提供するために実行されます。 単一ガス種の一次減衰は、濃度プロファイルへの影響をその半減期を使用して補正できるため、決定論的であると想定されます。 3600 個のサンプル ポイントは、4 次元パラメータ空間に適用されるラテン超立方体アプローチ 55 を使用して生成され、ガスの吸着、溶解、ソースの過圧、および気圧ポンピングを表します。 0 と 1 の間の正規化されたスケールは、ガスの吸着と相平衡の不確実性を記述するために使用されます。 収着次元のゼロは \(k_{\text{ H }}=0\) を示し、1 は実験データを使用して校正された表 1 の \(k_{\text{ H }}\) 値 (太字) を表します。前述のように、収着の効果を最大化する傾向があります。 溶解次元におけるガス種のゼロは、最大値 (2.95\(\times\)10\(^5\)) にスケールされた \(K_{\text{ eq }}=y/x\) の曲線を表します。一方 1 は元の曲線を示します (図 4)。 過圧次元の正規化されたスケール 0 および 1 は、発生源の周囲圧力と NGME への空気注入によって引き起こされる過圧を表します。 過剰圧力の範囲は、NGME 中の噴射によって引き起こされる圧力の不確実性を表します。 気圧ポンピングの不確実性も 0 と 1 の範囲でパラメータ化され、それぞれ一定の圧力 (測定された圧力の平均値) とバーンウェルの施設でスマート サンプラーによって取得された記録された変動する大気圧を表します。

非等温および多相輸送の決定論的 (NUFT) モデル 31,32 は、濃度プロファイルに対する各プロセスの寄与を推定するために、表 3 で定義された物理プロセスを使用して開発されました。 バーンウェルサイトでの封じ込め体制の輸送に関連する不確実性（例えば、破砕ネットワークの範囲、破砕開口部、破砕密度など）、および使用された注入およびサンプリングプロトコルの不確実性のため、提示された観察結果と正確に一致する試みは行われていません。 Olsen et al.15。 むしろ、当社の二重透過性 NUFT モデルは、爆発の深さ、キャビティ サイズ、破壊開口部、破壊密度、バルク透過率 1、最初の注入とキャビティの加圧の間の期間、大気圧履歴などを含む既知または推測される特性に基づいています。収着ゼロ、溶解下限 (\(K_{\text{ eq }}\)=2.95\(\times\)10\(^5\))、過圧ゼロ (周囲圧力を表す) のモデル (#0)空洞内の拡散地熱および対流水文条件)、および (地表上の) 気圧の平均値を使用して、単一プロセス (#1\(\sim\)4) と遅延プロセスを組み合わせたモデル (# 5)、組み合わせた駆動プロセス (#6)、および 4 つの不確実なプロセスを最大限に活用したフルモデル (#7)。 拡散と地熱によって引き起こされる二相対流は、すべてのモデルにおいて基本的かつ特定のプロセスであると仮定されます。

図6は、深さ0.5mにおける\(^{37}\)Ar、SF\(_6\)、\(^{127}\)Xe、および\(^{133}\)Xeの濃度プロファイルを示しています。放射性崩壊の影響。 単一プロセス (遅延または駆動) モデルを参照モデル (#0 および 7) と比較します。 参照拡散プロファイル (シアン) から吸着 (破線のマゼンタ) と溶解 (緑) によって生じたオフセットを確認することは困難ですが、過圧 (黒) と気圧ポンピング (赤) の濃度プロファイルは 99 日後に明らかに表面を突き破っています。 。 また、単一プロセス モデル (#1\(\sim\)4) から集合的に行われた寄与の合計は、すべてのプロセスを含むモデル (#7) からの寄与の合計よりもはるかに低いことも観察されます。 言い換えれば、空洞内の過圧と地表からの気圧ポンピングが連携して、プロセスの遅延（溶解と吸着）が減少させるよりもはるかに垂直方向のガス移動を促進します。

濃度プロファイルは、(a) \(^{37}\)Ar、(b) SF\(_6\)、(c) \(^{127}\)Xe、および (d) \(^{133) についてプロットされています。 }\)深さ 0.5 m の Xe。これには放射性崩壊が含まれます。 単一の遅延または駆動プロセス モデル (#1\(\sim\)4) が参照モデル (#0 および 7) と比較されます。 拡散によるわずかな駆動効果と、吸着と溶解による遅延効果により、モデル #0、1、および 2 のすべてのガスの濃度曲線は、x 軸のわずかに上で重なっています。

モデル #5 と 6 は、それぞれ遅延プロセス (収着と溶解) と駆動力 (過圧と気圧ポンピング) の複合効果を示しています。 図 7 は、モデル #0、6、および 7 の濃度プロファイルを示しています。基本モデル (#0) と二重遅延効果のモデル (吸着および溶解、#5) の間のわずかな違いはプロットされていません。 モデル #6 とモデル 7 の間のオフセットは遅延プロセス (SP、DS) の影響として評価され、モデル #6 とモデル 0 の間の差は駆動力 (OP、BP) の影響として計算されます。 モデル #0 の濃度プロファイルは拡散の寄与です。 基本（拡散）、遅延、駆動プロセスの役割を図 8 に示します。拡散の小さな役割は、図 8a (黄色) の \(^{37}\)Ar で観察されます。 図８ｂの挿入図では拡散の寄与が対数スケールでプロットされているが、それは遅延および駆動プロセスの寄与よりも数桁低い。

図 6 は、気圧ポンピング (赤線) と過圧 (黒線) という 2 つの駆動プロセスが、どちらかが単独で作用するよりも相乗的に相互作用して、より多くのガスを地表 (青線) に輸送する様子を示しています (Harp et al.56 も参照)。 ）。 実際、過剰な加圧により、亀裂に沿ってガスが表面に押し出される可能性があります。 しかし、空洞の過剰な圧力は、単独で作用すると拡散と連動して、ガスが亀裂に沿って高濃度の領域から上向きに流れ、亀裂の多孔質壁を通って岩石基質に流れ込み、その結果、気体が徐々に希釈されます。骨折に沿った距離を示すトレーサー。 一方、気圧の低下は単独で作用し、トレーサーを地表付近に垂直に引き寄せるのに最も効果的です。 ガスは、降下圧力によって、トレーサー濃度が深いレベルよりもはるかに低い傾向がある浅いレベルの壁から垂直亀裂内に最も効果的に引き込まれます。 ただし、両方の輸送メカニズムを組み合わせることで、単独で動作するそれぞれの輸送の障害を相殺する傾向があります。 加圧による垂直上向きの流れがトレーサーを運び、トレーサーが上方に移動するにつれて、トレーサーはマトリックス内に徐々に失われます。 このプロセスを継続すると、トレーサーを含むマトリックスがロードされます。 大気圧が低下すると、圧力フロントが表面から亀裂に向かって伝播し、局所的に圧力が低下します。これにより、亀裂内の上向きの流れが促進されるだけでなく、より重要なことに、亀裂の壁に蓄えられているトレーサーが上向きの流れに引き出されます。 この説明は、バーンウェルサイト実験で瓦礫化した空洞にフレオンを注入した際の、10日間の加圧期間中およびその後に得られた時間依存のトレーサー濃度の観察と一致しています（図2、1）。 加圧中、大気圧が低下している間に地表のトレーサーレベルがピークに達しました。 過剰な加圧が停止されると、フロン濃度のピークはすぐではなく、10月2日から4日にかけて、注入中に達成された最大値から徐々に低下しました。これは、当初装填されていた地表近くに貯蔵されていたフロンが気圧ポンプによって徐々に減少したこととも一致しています。加圧期間中の浅い岩石基質。

私たちのシミュレーションはさらに、図 7 で考慮されている 4 つのガスが、地下水への吸着と溶解の遅延効果によってさまざまな程度の影響を受けることを示しています。 SF\(_6\) の場合、遅延効果を含むケース (青) は、遅延効果が無視された場合 (赤) をほぼ完全に追跡します。 遅延効果ありとなしの \(^{37}\)Ar シミュレーションは互いにかなりよく一致しており、NGME での溶解と収着が Ar 同位体に与える影響は比較的小さいと予想される可能性があることを示唆しています。 \(^{37}\)Ar と SF\(_6\) のシミュレーションでは、濃度の差のほとんどが Ar 同位体の放射性崩壊によるものであり、輸送に大きな類似点があり、これはジョンソン氏の結論と一致しています。 SF\(_6\) による Ar マイグレーションの追跡に関する et al.57。 Xe に関連する吸着と溶解が大きくなると、リターデーションありとなしのシミュレーションで大きな差が生じることは驚くべきことではありません。 しかし、\(^{127}\)Xe と SF\(_6\) の間の減衰補正された差は 2 倍に近く、Olsen らが観察した濃度の差の 10 倍には遠く及ばないことがわかりました。 NGMEでは15位。 この矛盾の考えられる原因を「考察と結論」セクションで提案します。

\(^{133}\)Xe は、数か月に及ぶと予想される野外実験に比べて半減期が 5.24 日と短いため、バーンウェル実験では使用されませんでしたが、UNE モニタリングの目的では非常に大きな関心を集めています。 \(^{127}\)Xe よりもさらに追加の決定論的シミュレーションを実行して、輸送が表面の \(^{133}\)Xe 署名にどのような影響を与えるかを調査しました。 遅延がある場合とない場合で有意な差がある \(^{127}\)Xe シミュレーションとは異なり、遅延がある場合とない場合の \(^{133}\)Xe は図 7 では非常に類似しており、遅延の効果が示唆されています。 \(^{133}\)Xe と \(^{127}\)Xe の半減期の差に関連するバーンウェル実験での輸送に対する影響は、収着と溶解の複合効果よりも若干大きくなります。 次に、SF\(_6\) と \(^{127}\)Xe の表面濃度を使用して、表面値を係数で補正するだけで表面の \(^{133}\)Xe の時間依存濃度を直接推定しました。放射性崩壊の違いを補正します。 シミュレートされた \(^{133}\)Xe 濃度の推定値は 2 の係数以内で、驚くべきことに、SF\(_6\) が常に \(^{133}\)Xe に最も近い一致を示しました。一方、\( ^{127}\)Xe は一貫して \(^{133}\)Xe の表面濃度を過小評価していました。 NGME シミュレーションの場合のように、拡散が輸送にほとんどまたはまったく役割を果たしていない場合、代替トレーサーの破壊に沿った濃度勾配または横方向の濃度勾配の放射性崩壊による変化は無視でき、単純な崩壊補正係数を使用できます。非放射性代替物の表面濃度に適用される適切な値でなければなりません。 一方、拡散輸送が重要な役割を果たしている場合は、放射性崩壊による局所濃度勾配の変更を考慮する必要があり、単純に代理表面濃度に崩壊補正係数を乗算するだけでは十分な近似が得られない可能性があります。

決定論的モデルを使用して、(a) \(^{37}\)Ar、(b) SF\(_6\)、(c) \(^{127}\)Xe、および (d) \ の濃度プロファイルがプロットされます。 (^{133}\)Xe、深さ0.5m。 結合された遅延または駆動プロセス モデル (#5、6) は参照モデル (#0 および 7) と比較されますが、モデル #5 の結果は無視できる値であるためプロットされていません。

遅延効果と駆動効果の希釈への影響の比較を図 8 に示します。プロットは、飽和と収着が、検討した他のガスと比較して \(^{127}\)Xe の希釈の促進に最も大きな影響を与えることを示唆しています。 。 遅延効果による希釈のピーク減少は、\(^{133}\)Xe の場合は最大値の約 5% にすぎないのに対し、駆動効果の最大値の約 40% です。 比較のために、遅延効果により SF\(_6\) の希釈は 1% 未満減少します。 図。 6 ～ 8 は、他の放射性同位体の代用物または代替物としての放射性同位体の使用に関して、いくつかの興味深い疑問を提起しています。これについては、「考察と結論」でさらに検討します。

決定論的モデルから、濃度プロファイルに対する駆動プロセスと減速プロセスの寄与が、(a) \(^{37}\)Ar、(b) SF\(_6\)、(c) \(^{127}\) についてプロットされます。 )Xe、および (d) 深さ 0.5 m の \(^{133}\)Xe。 黄色の領域は基本モデル (#0) のプロファイル、赤色の領域はモデル #7 とモデル #6 の濃度差を示し、プロセス (吸着と溶解) の遅延の効果を示します。シアンの領域はモデル #7 とモデル #6 の間の濃度差を示します。駆動力の影響 (過圧と気圧ポンピング) を示すモデル #6 とモデル #0。

不確実な入力 (吸着、溶解、過圧、気圧ポンピング) は 4 次元空間に均一に分布していると仮定されます。 \(^{37}\)Ar、SF\(_6\)、\(^{127}\)Xe、および \(^{136}\)Xe の確率密度関数 (PDF) は、次の関数として評価されます。図 9 に示すように、4 つのガス濃度すべての確率は、最初の 99 日以内では無視できる \((\Pr (c > 1\times 10^{-12}) \simeq 0)\) であることが観察されます。 (過圧がかかる前)。 これら 4 つの濃度プロファイルの PDF は、部分的に飽和した細孔空間でのガス溶解や鉱物表面での吸着にさらされる過圧と気圧ポンピングにより、地表面で検出される可能性を示しています。

先に紹介したバーンウェル実験の決定論的モデルは、運転プロセスと減速プロセスのさまざまな組み合わせの影響をより深く理解することを目的としていました。 もちろん、この野外実験は、キャビティからのガスの輸送を決定するパラメータによって表される封じ込め体制の正確な性質に関して本質的に不確実である。 パラメータに対して以前に定義された不確実性の範囲を使用して、ラテン超立方体アプローチを採用してランダムに選択されたパラメータのセットを使用して、さまざまなガスに対して数千回のシミュレーションを実行しました55,29。 得られた希釈対時間のソリューションは、PDF の構築に使用される「ビン」にグループ化されました。 パラメータの不確実性を考慮して、PDF は、特定の範囲の希釈が所定の時間に発生する確率を推定し、明るい色 (オレンジや黄色など) が最も高い確率を表します。 安定同位体 \(^{136}\)Xe と SF\(_6\) は、最も確率の高いビンで驚くほど類似した挙動を示します。 \(^{37}\)Ar と \(^{127}\)Xe は両方とも、もともと既知の濃度比で事前に混合されて注入されており、互いに同等であると予測される希釈で発生する確率が最も高く、これは実際に観察されています。 NGME15. しかし、減衰補正により SF\(_6\) に匹敵する大きさが得られますが、これは Olsen らによる Barnwell 実験での野外観察と一致しません。 SF\(_6\) と放射性トレーサーの間で観察された不一致の潜在的な原因については、「考察と結論」で推測します。

(a) \(^{37}\)Ar、(b) SF\(_6\)、(c) \(^{127}\)Xe、および (d) \(^{136}\ の確率密度)バーンウェル系の地表におけるXeの相対濃度。

ガス輸送の基本ケース モデルは、収着ゼロ、最小溶解、過圧ゼロ、平均気圧に関する参照として開発されました。 3600 モデル (これらの 3600 のサンプル点に対応) と基本ケース間の地表における \(^{37}\)Ar、\(^{127}\)Xe、および SF\(_6\) の濃度の変化モデルは不確実性を定量化するための出力として考慮されます

ここで、Y は出力、\(i=\) [\(^{37}\)Ar, SF\(_6\), \(^{127}\)Xe] はガス種インデックス、\(j= 1,2,\cdots , 3600\) はサンプルインデックス、\(c_0\) と c はベースケースモデルとサンプルポイントモデルの濃度プロファイル、\(\mathbf{x}\) は位置を示します(例: 地面)、t は時間です。

ソーボル感度分析 30,29 は、モデル出力の分散を不確実な入力の分散加数に分解することに基づいており、対象となるモデル出力全体の分散に対する各不確実な入力の寄与および他の不確実な入力との相互作用を決定します。 。 出力の合計感度 \(S_{\text{ Ti }}\left( i,t\right)\) (例: \(^{37}\)Ar、\(^{127}\) Xe、SF\(_6\) 濃度) から不確かな入力 (収着、溶解、過圧、サンプル点で表される気圧ポンピング、\(j=1,2,\cdots\), 3600) までのすべての合計として計算されます。すべてのタイム ステップにおけるすべてのインタラクティブ効果 58 を含む感度インデックス。 地表でのガス成分の検出限界を考慮して、Sobol の総合感度指数 (TSI) は次のような濃度プロファイルを使用してスケーリングされます。

ここで、 \(\tilde{c}\) は時間に関して正規化された濃度、 \(\bar{c}_{\text{ min }}\) および \(\bar{c}_{\text{ max }}\) は、3600 サンプルにわたる平均濃度の最小値と最大値です。

図 10 は、\(^{37}\)Ar、\(^{ 127}\)Xe および SF\(_6\) Y は時間の関数として測定されます。 図 9 に示すように、地表のガス濃度は最初の 99 日間は検出されませんが、Sobol の TSI は、99 日目に過圧が適用される前の気圧ポンピング (図 10d) が Y の分散を支配していることを示しています。つまり、気圧ポンピングが常に存在し、注入後に始まるガスの上方への移動に寄与しています。 気圧ポンピングの役割は、SF\(_6\)、\(^{37}\)Ar、\(^{127}\)Xe の Y 分散によれば、それぞれ 2 日目、14 日目、20 日目に重要になります。 。 図10bに示すように、ガス輸送を遅らせるSF\(_6\)、\(^{37}\)Ar、\(^{127}\)Xeの溶解の寄与は、気圧ポンピングが増加するにつれて時間の経過とともに減少します。その役割はそれぞれ 2 日、14 日、20 日以内に完了します。 ガスの収着も、過圧が適用される前後では、わずかで無視できるほどの役割しか果たしません (図 10a)。 99 日後に過剰圧力が引き継がれると (図 10c)、溶解の影響もはるかに小さくなります (図 10b)。 99 日を過ぎると、過圧の役割が時間とともに減少するため、気圧ポンピングの役割が増加します。 空洞内の過剰な圧力と亀裂間の多孔質の岩石基質内の過剰な圧力が消散し、気圧ポンプの優位性への移行が完了するまでには時間がかかるため、過剰圧力の影響はポンプ停止後に徐々にしか解消されないことに注意してください。瞬間的ではありません。

バーンウェル星系の地表における \(^{37}\)Ar、\(^{127}\)Xe、および SF\(_6\) 信号のソーボルの合計感度。 ソーボルの (a) 収着、(b) 溶解、(c) 過圧、および (d) 気圧ポンピングの合計感度。

図 11 は、\(^{37}\)Ar、\(^{時間の関数としての 127}\)Xe、および SF\(_6\)。 スケーリングされた Sobol' TSI は、測定可能なガス信号に対する 4 つの不確実なプロセスの寄与として解釈できます。 図 11a は、最初の 99 日間はガス収着の役割が最も小さく、99 日以降は検出可能なガス信号に影響を及ぼさないことを示しています。 図11bは、99日後のガス溶解の小さな役割が\(^{127}\)Xeの輸送に最も大きな影響を与えることを示しています。 過圧と気圧ポンピングの両方が主に、トレーサーが最初に地表に到達する原因となります。

バーンウェル系の地表における \(^{37}\)Ar、\(^{127}\)Xe、および SF\(_6\) 信号のスケーリングされたソボル感度。 ソーボルの (a) 収着、(b) 溶解、(c) 過圧、および (d) 気圧ポンピングの合計感度。

野外実験とUNEの両方から地表へのガスの移動に関与する可能性がある推進力（拡散、気圧ポンピング、過圧による移流など）や減速力（ガスの吸着や溶解など）などの物理的プロセスが調査された。決定論的シミュレーションのコンテキストで輸送に影響を与えるインタラクティブなプロセスとして、別個の、そしてさらに重要なプロセスとして調査されました。 単独で動作するプロセスのみを考慮すると、推進プロセスまたは減速プロセスの全体的な役割に関して重大な誤解が生じる可能性があります。 たとえば、ガス拡散のみが駆動プロセスと考えられます。 しかし、亀裂に沿った時間依存のガス移流を考慮すると、拡散の役割はより複雑になります。 移流を助けるのか反対するのかは、破砕壁への横拡散の強さと移流の時間依存性に依存します。

すべての駆動プロセスと減速プロセスを含む決定論的シミュレーションでは、\(^{37}\)Ar と \(^{127}\)Xe の輸送に関して NGME と同様の結果が得られ、表面での濃度比は予混合物と同様でした。そして注入された値。 シミュレーションから、\(^{127}\)Xe ではなく SF\(_6\) トレーサーの濃度を基礎として使用すると、\(^{133}\)Xe のより正確な予測が得られることがわかりました。 。 私たちの決定論的シミュレーションと確率論的シミュレーションでは、減衰を補正すると、SF\(_6\) トレーサーが \(^{127 }\)Xe。 Xe トレーサーよりも過剰な SF\(_6\) が観察されたことにより、Xe21 の強力な鉱物吸着または未知の効果の仮説により、SF\(_6\) トレーサーが何らかの形でこの用途に適していないのではないかという懸念が生じています 57。 しかし、ここで提示されたソーボルの感度研究は、収着効果を過大評価する可能性が高い実験室データを使用したとしても、バーンウェルでの \(^{127}\)Xe 濃度を大きく遅らせる吸着または溶解のモデルを正当化するものではありません。 バーンウェルでの NGME の Xe と Ar の観測結果の比較 (15 の図 5 を参照) も、キセノン輸送に影響を与える遅延効果が特に大きいという見解を裏付けるものではないようです。 実験室での測定によれば、Xe は Ar よりも吸着 (図 3) および溶解 (図 4) しやすいことがわかっています。 しかし、Olsen et al.15 によれば、Xe の表面で測定された濃度は Ar の濃度と同等かそれよりも大きく、収着および溶解遅延プロセスの明らかな影響がほとんどないことを示しています。 ソーボル分析は、これら 2 つの遅延プロセスの効果を定量化し、部分飽和多孔質領域への Xe の溶解が表面濃度に最大の影響を及ぼし、収着は重要ではないことを示しています。

SF\(_6\) の拡散率は他のガスに比べて低く、間隙水への溶解の影響も少ないため、SF\(_6\) の輸送により、両方のガスが存在する亀裂支配系でより高い表面濃度が生成されることが予想される可能性があります。 \(^{37}\)Ar または \(^{127}\)Xe に対する気圧ポンピングと加圧。 ただし、SF\(_6\) と NGME 内の他のトレーサーの間で観察された不一致の大きさは、トレーサーの特性の違いだけでは簡単に説明できず、観察された SF\(_6\) の濃度間の不一致には 2 つの考えられる原因があると考えられます。そして2人の放射性トレーサー。 NGME の開始時に瓦礫だらけのバーンウェル空洞に 3 種類のトレーサーを注入する際、50/50 の割合で事前に混合された量の \(^{37}\)Ar と \(^{127}\)Xe がポンプで注入されました。 SF\(_6\) が別のタンクから同じ流れにポンプで注入される間、ボアホールを下る空気の流れは、事前に混合された放射性トレーサーの注入速度とは別に監視されます。 注入率および注入率の変動は、Olsen et al.15 によって報告されています。 事前混合放射性トレーサーと SF\(_6\) の同時注入中、SF\(_6\) 注入速度は 1.2 ～ 50.0 [L min\(^{-1}\)] の間で変化しましたが、事前混合放射性トレーサー注入速度は10 時間の注射期間中、25.5 ～ 40.0 [ml min\(^{-1}\)] の間で変動しました。 報告されている 10 時間の間に発生した SF\(_6\) 注入率の 40 倍の変動は、瓦礫化したキャビティ内のトレーサー濃度比に桁違いの空間変動を引き起こす可能性があります。 開いた空洞内での混合とは異なり、爆発空洞を満たす瓦礫材料は、噴射後の混合と、瓦礫の空隙に存在するトレーサーの不均一な分布の均質化を阻害したであろう。 この仮説は、ディスコエルム空洞への 2 つのドリルバック穴から 3 か月以上にわたって採取されたガスサンプルの分析によって裏付けられています59。 サンプルは、爆発時または爆発直後に空洞内に放出された \(^4\)He ガスが空洞内で他のガスと十分に混合されていないことを示し、混合したにもかかわらず濃度は 20 倍も変化しました。瓦礫で満たされた空洞内のガスは、爆発直後に最も強くなるはずだった。 トレーサの空間分布における初期の不均一性の影響が分離できない可能性があることを考慮すると、異なるトレーサの相対輸送を監視することを目的とした将来の実験では、キャビティ内のトレーサ分布の初期状態が可能な限り均一になるように設計することが重要です。輸送により濃度が変化した。

分析に極端に異なるサンプル量が必要な場合（SF\(_6\) では 0.5 リットル、\ では 2000 リットル）、SF\(_6\) と \(^{127}\)Xe などのさまざまなトレーサーの濃度を比較します。 (^{127}\)Xe)、これにも問題があります。 非常に大きなサンプル中に存在するいずれのトレーサーの濃度も、地下ガス抽出プロセス中に一定に保たれるとは考えられません。 目的が、輸送による地表または地下の点におけるさまざまなトレーサーの濃度への影響を測定することである場合、4000 倍の大きさの \(^ {127}\)Xe サンプルは、この論文と Olsen らの論文 15 および Johnson らの論文 57 で議論されている地下プロセスの影響を受けるトレーサー比を最もよく表しています。 状況はさらに複雑になる。2000 リットルのサンプルは、たとえ数十から数百の場所から亀裂に沿ってガスを引き込む可能性があるため、バーンウェルサイトのような亀裂が支配的な輸送体制のある地点で抽出された場合でも、局所的なサンプルとはみなせないことを認識している。サンプリングポイントから数メートル。 サンプルの局所性の解釈を曖昧にするだけでなく、大量の抽出プロセスがその場でのトレーサー濃度比を歪める可能性があるという強い議論がなされます。 Nilson et al.4 の方程式 (14) は、多孔質壁を有する亀裂に沿った流れ中に微量ガスを除去する濾過プロセスを記述する分析解であり、亀裂が支配的な領域から大きなサンプルを抽出するときに遭遇する状況を表しています。 濾過プロセスの効率は、他のパラメータの中でもとりわけ、関与する各ガスの拡散率に依存し、現実的な条件下では、方程式に従ってバーンウェルサイトの実験で観察された濃度に匹敵する濃度差が生じる可能性があります。 たとえば、バーンウェル サイトで以前に推定された特性 1.5\(\times\)10\(^{-3}\) m の開口部破壊と 0.1 の破壊壁気孔率を仮定すると、次の速度でのガスの流れ中に差動フィルタリングが行われます。 0.01 [ms\(^{-1}\)] の衝撃により、\(^{127}\)Xe 濃度は 50 m の破壊長にわたって SF\(_6\) の約 1/10 に低下します。 適切な破壊パラメーターのセットについて、SF\(_6\) と \(^{127}\)Xe の間で観察された濃度の違いを完全に説明するためのもっともらしい説明を示している一方で、濃度の大幅な増加を引き起こすことも予想されます。 \(^{37}\)Ar と比較して \(^{127}\)Xe の濃縮が見られる一方で、Olsen et al.15 の図 5 によれば、一般的により小さな濃縮のみが見られます。 いずれにせよ、微分フィルター効果は、非常に大きなガスサンプルの抽出中にガス比を歪める潜在的な能力として考慮される必要がありますが、それはせいぜい SF\(_6\ Olsen et al.15 による) および \(^{127}\)Xe 濃度。 Olsen et al.15 によって報告された SF\(_6\) の注入速度の大きな変動と、ディスコ エルム イベント後数か月間持続した不均一な空洞ガス分布の観察 59 を考慮すると、おそらく、観察された過剰な SF\(_6\) は、破片で満たされた空洞内に初期の不均一な空間分布が生成され、その後、その上にある破壊系に流れ込みます。

結論として、我々は、放射性トレーサーと化学トレーサーの両方を含む、Olsen et al.15 によって報告された NGME Barnwell 注入実験によってもたらされたシナリオの再分析を表すさまざまなシミュレーションを提示しました。 この実験は当初、気圧ポンピングとそれがさまざまなトレーサーに及ぼす影響の研究として計画されていたが、地表で信号が観察されなくなったことを受けて、最初のトレーサー注入から99日後に爆発空洞を再加圧することで変更された。 私たちのシミュレーションでは、サイトの形状と水文の側面が考慮されていますが、地表への破壊経路とそれがさまざまなガス組成に及ぼす影響に関しては多くの不確実性が残っています。 我々は現在、実験室研究からの収着の遅延効果をモデルに追加しましたが、決定論的シミュレーションと感度研究の両方を利用して、この特定のケースではそれらが有意ではないことがわかりました。 最後に、野外実験の目的が、未発表の核実験場の可能性のある現場検査中に観察される可能性のあるものをシミュレートすることのみである場合、NGME のように大量の抽出サンプリングを実行することは、合理的なアプローチです。現在放射線分析に必要とされている大量の抽出に関連する地下流動状況への貢献。 しかし、目的が、サンプルのガス組成が実際にサンプリング場所の特徴であることを保証しながら、UNE 後にガスが地表にどのように移動するかを観察することである場合は、非放射性トレーサーを含む少量のサンプリングが好ましいと思われます。アプローチ。 最後に、この研究は主に、NGME に特有のガス輸送プロセスを評価し、UNE からの遅延署名の原因についての洞察を提供することを目的としていました。 UNE のガス痕跡に対するこれらのプロセスの影響を適切に定量化するには、今後のモデリングでは、ここでは考慮されていない爆発後の早期の環境の力学と条件を考慮する必要があります。

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ロスアラモス国立研究所の Phil Stauffer 氏と匿名の査読者の洞察力に富んだ読書と建設的なコメントに感謝します。 地下核爆発署名実験 (UNESE) は、核爆発の監視と核不拡散に幅広い研究開発 (R&D) 手法とテクノロジーを適用するために設立されました。 これは、NNSA DNN R&D が後援する複数年にわたる研究開発プロジェクトであり、ローレンス リバモア国立研究所、ロス アラモス国立研究所、ミッション サポートおよびテスト サービス、パシフィック ノースウェスト国立研究所、サンディア国立研究所が共同で実施しています。 著者らは、ガス収着の実験データを提供してくれたテキサス大学オースティン校（現在はサンディア国立研究所）のマシュー・ポールに感謝の意を表する。 この研究プロジェクトは、米国エネルギー省の後援の下、契約番号 DE-AC52-07NA27344 に基づいてローレンス リバモア国立研究所によって実施されました。 IM リリース番号: LLNL-JRNL-827136。

ローレンス・リバモア国立研究所、米国カリフォルニア州リバモア

Charles R. Carrigan、Yunwei Sun、Antoun ガイド

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CRC と TA はこのアイデアを考案し、概念モデルを開発しました。 YS はモデルを実装し、感度分析と不確実性の定量化を実施しました。 CRC と YS は実験データとモデルの結果を分析しました。 著者全員が意見を提供し、原稿の改訂に協力してくれました。

Yunwei Sun への通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

Carrigan, CR, Sun, Y. & Antoun, T. 地下核爆発に適用可能な遅延ガス痕跡の地下輸送プロセスの評価。 Sci Rep 12、13169 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-16918-5

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受信日: 2021 年 12 月 18 日

受理日: 2022 年 7 月 18 日

公開日: 2022 年 8 月 1 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-16918-5

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