katedra jadrovej fyziky a techniky fakulta elektrotechniky
TRANSCRIPT
Katedra jadrovej fyziky a technikyFakulta Elektrotechniky a Informatiky
Slovenska Technicka Univerzita Bratislava
Doc. Ing. Vladimir Slugen, PhD., Prof. Ing. Jozef Lipka, DrSc. Ing. Jan Hascik,
Doc. Ing. Marius Pavlovic, PhD., Prof. Ing. Vladimir Necas, PhD.
JADROVO-ENERGETICKE ZARIADENIA
November 2003
- 1 -
© Doc. Ing. Vladimir Slugen, PhD., Prof. Ing. Jozef Lipka, DrSc. Ing. Jan Hascik, Doc. Ing.
Marius Pavlovic, PhD., Prof. Ing. Vladimir Necas, PhD.
Lektori: Doc. Ing. Frantisek Urban, CSc.
Ing. Vincent Petenyi, CSc.
- 2 -
Obsah
1 UVOD..................................................................................................................................9
1.1 Vseobecny pohl’ad na jadrovu energetiku................................................................................. 9
1.2 Sucasne predpovede spotreby energie........................................................................................ 9
1.3 Potencialny pri'nos jadrovej energie......................................................................................... 11
2 ZAKLADY JADROVEJ FYZIKY........................................................................................15
2.1 Zlozenie atomovych jadier a ich vlastnosti.............................................................................. 15
2.2 Aktivita a radioaktivita............................................................................................................. 16
2.2.1 Jadrove reakcie.....................................................................................................................17
2.2.2 Interakcia ziarenia s latkou................................................................................................. 20
2.3 Atomova hmotnosf.................................................................................................................... 21
2.4 Vazbova energia jadra............................................................................................................... 22
2.5 Jadrove sily................................................................................................................................. 24
2.6 Stabilita jadier............................................................................................................................ 27
3 STIEPENIE JADIER......................................................................................................... 29
3.1 Mechanizmus stiepenia.............................................................................................................. 29
3.1.1 Spontanne stiepenie..............................................................................................................33
3.2 Energia stiepenia........................................................................................................................ 34
3.3 Produkty stiepenia..................................................................................................................... 36
4 NEUTRONY V PROCESE STIEPENIA............................................................................38
4.1 Okamzite neutrony.................................................................................................................... 38
4.2 Oneskorene neutrony................................................................................................................. 39
- 3 -
4.3 Merna hustota jadier v latke 42
4.4 Ucinny prierez interakcie neutronov........................................................................................ 43
4.4.1 Makroskopicky ucinny prierez............................................................................................. 43
4.4.2 Zavislosf mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie od energie................................. 44
4.5 Stiepna ret’azova reakcia........................................................................................................... 46
4.6 Multiplikacny koeficient............................................................................................................ 47
4.6.1 Reaktivita a jej jednotky...................................................................................................... 50
4.7 Casova zavislost poctu neutronov v stiepnom prostredi........................................................51
4.8 Spomal’ovanie neutronov.......................................................................................................... 52
4.8.1 Stredny logaritmicky dekrement energie.............................................................................52
4.9 Fyzikalne kriteria na posudenie moderatorov........................................................................ 54
4.9.1 Spomal’ovacia schopnosf..................................................................................................... 54
4.9.2 Koeficient spomaFovania..................................................................................................... 55
4.10 Podkriticke nasobenie............................................................................................................ 56
5 JADROVE REAKTORY................................................................................................... 58
5.1 Rozdelenie jadrovych reaktorov............................................................................................... 58
5.2 Vlastnosti energetickych reaktorov.......................................................................................... 64
5.2.1 Jednotkove vykony energetickych reaktorov....................................................................... 64
5.2.2 Porovnanie najddlezitejsich vlastnost^ zakladnych typov energetickych reaktorov............66
6 CHARAKTERISTIKA ZAKLADNYCH TYPOV ENERGETICKYCH REAKTOROV....... 69
6.1 Plynom chladene grafitove reaktory na pri'rodny uran (GCR)............................................. 69
6.2 Zdokonalene, plynom chladene grafitove reaktory na obohateny uran (AGR)...................72
6.3 Vysokoteplotne, plynom chladene grafitove reaktory na obohateny uran (HTGR)............72
6.4 Eahkou vodou chladene grafitove reaktory na obohateny uran (LWGR)...........................76
- 4 -
6.5 Eahkou vodou moderovane a chladene reaktory na obohateny uran (LWR), 78
6.6 Reaktor typu VVER 440........................................................................................................... 86
6.7 Reaktory moderovane t’azkou vodou (HWR).......................................................................... 90
7 PERSPEKTfVNE TYPY JE.............................................................................................93
7.1 Europsky tlakovodny reaktor................................................................................................... 93
7.1.1 Zakladne technicke charakteristiky EPR............................................................................. 94
7.1.2 Aktivna zona reaktora.......................................................................................................... 95
7.1.3 Prevadzkove charakteristiky................................................................................................ 95
7.1.4 Zaistenie bezpecnostnych systemov.................................................................................... 95
7.2 Tlakovodny reaktor stredneho vykonu VVER-640/V407........................................................ 96
7.2.1 Strategicke pozadie vyvoja VVER-640/V407.....................................................................96
7.2.2 Technicky opis - Zakladne principy VVER-640/V407.......................................................97
7.2.3 Popis prevadzkovych prinripov........................................................................................... 97
7.2.4 Opis zakladnych bezpecnostno technickych prinripov...................................................... 101
7.3 Pohl’ad na bezpecnost JE....................................................................................................... 102
7.3.1 Medzinarodne programy zamerane na zvysenie jadrovej bezpecnosti a ich koordinacia.. 102
7.3.2 Vseobecny pohFad na bezpecnosf VVER......................................................................... 103
7.4 Najvyznamnejsie inovacie na slovenskych blokoch JE........................................................ 105
7.4.1 Zvysovanie jadrovej bezpecnosti blokov JE V-1............................................................... 105
8 PALIVOVY CYKLUS...................................................................................................... 108
8.1 Opis palivoveho cyklu.............................................................................................................. 108
8.2 Tazba a spracovanie rudy....................................................................................................... 109
8.3 Konverzia.................................................................................................................................. 110
8.4 Obohacovanie............................................................................................................................110
8.4.1 Odstredivkovy proces........................................................................................................ 113
8.4.2 Difuzny proces................................................................................................................... 114
- 5 -
1148.4.3 Aerodynamicka separacia............
8.4.4 Atomova a molekularna separacia..................................................................................... 114
8.4.5 Atomova laserova separacia (AVLIS-atomic vapor laser separation)............................... 114
8.4.6 Molekularna laserova separacia (MLIS - molecular laser isotope separation)................. 115
8.5 Konverzia.................................................................................................................................. 116
8.5.1 Sucha konverzia................................................................................................................. 116
8.5.2 Mokra konverzia................................................................................................................ 116
8.6 Vyroba jadroveho paliva......................................................................................................... 117
8.7 Ekonomika prednej casti palivoveho cyklu.............................................................................118
8.8 Prevadzka paliva v reaktore ................................................................................................... 119
8.8.1 Transport cerstveho paliva............................................................................................... 119
8.8.2 Transport a skladovanie vyhoreneho paliva...................................................................... 120
8.8.3 Bazeny skladovania v hlavnom vyrobnom bloku a v medzisklade................................... 122
8.9 Prepracovanie paliva............................................................................................................... 125
8.9.1 Recyklacia plutonia............................................................................................................ 125
8.9.2 Recyklacia uranu................................................................................................................ 126
8.9.3 Odpady z prepracovania.................................................................................................... 126
8.9.4 Spracovanie odpadu........................................................................................................... 127
8.9.5 Definitivne ulozenie - hlbinne ulozisko............................................................................. 127
9 FUZIA JADIER, REAKTOR ITER.................................................................................128
9.1 Fuzna reakcia............................................................................................................................ 128
9.1.1 Podmienky fuzie s kladnou energetickou bilanciou........................................................... 131
9.1.2 Reaktor typu Tokamak....................................................................................................... 131
9.1.3 Fuzny reaktor ITER........................................................................................................... 132
10 URYCHLOVACE........................................................................................................... 133
10. 1 Zakladne pojmy a defini'cie....................................................................................................133
10. 2 Zakladne charakteristiky urychl’ovanych casti'c.................................................................137
- 6 -
10. 3 Zakladne veliciny charakterizujuce pohyb castice v urychlovaci 139
10.4 Strucna historia urychlovacov a ich vyuzitia..........................................................................142
10.5 Fyzikalne princi'py urychlovania nabitych casti'c...................................................................146
10.5.1 Silove posobenie elektrickeho pola.......................................................................................146
10.5.2Silove posobenie magnetickeho pola.....................................................................................147
10.6 Zakladne casti urychlovacov....................................................................................................149
10. 7 Zakladne typy urychlovacov...................................................................................................153
10. 7. 1 Linearne elektrostaticke urychlovace.................................................................................154
10. 7. 2 Linearne rezonancne urychlovace......................................................................................163
10.7.3 Cyklicke urychlovace...........................................................................................................169
11 PERSPEKTfVNE VYUZITIE URYCHLOVACOV V JADROVEJ ENERGETIKE..........176
11. 1 Sucasne strategie pre konecne riesenie problematiky VJP.................................................. 176
11. 2 Princi'py transmutacnych technologif...................................................................................180
11. 3 Podstata vybranych fyzikalnych procesov v systemoch ADS.............................................182
11. 3. 1 Spalacne reakcie.................................................................................................................182
11. 3. 2 Transmutacia stiepnych produktov.....................................................................................185
11. 3. 3 Transmutacia transuranov...................................................................................................186
11. 4 Hlavne komponenty systemu ADS..........................................................................................187
11. 5 Program pre jadrovo-energeticke pokrocile urychlovacove aplikacie..............................193
11. 6 Viacstupnove transmutacne systemy.....................................................................................195
DOPORUCENA LITERATURA...........................................................................................200
- 7 -
PREDHOVOR
Skriptum je urcene predovsetkym posluchacom 3. rocrnka Fakulty elektrotechniky
a informatiky STU Bratislava, studijneho odboru Elektroenergeticke a silnoprudove inzinierstvo.
Jadrovoenergeticke zariadenia su spravidla technicky narocne a rozsiahle diela. Ich
prevadzka si vyzaduje dobre pripraveny personal, ktory ma potrebny rozsah znalostf z roznych
vednych disciplm. Zvysene naroky su kladene na oblast bezpecnosti, ekonomickej efektfvnosti,
ako aj ekologickej prijatel’nosti vyuzitia tychto zariadem.
Skriptum je mozne povazovat len za vseobecny uvod do problematiky. Poskytuje zaklad
teoretickych a technologickych vedomosU, na ktorych je mozne stavat v d’alsom
specializovanom studiu jadrovej energetiky.
Kolektiv autorov si podelil jednotlive kapitoly nasledovne: kap. 2 napisal Prof. Ing. J. Lipka,
DrSc. kap. 3 a 4 Ing. J. Hascik, kap. 10 Doc. Ing. M. Pavlovic, PhD, kap. 11 Prof. Ing. V. Necas,
PhD. Ostatne kapitoly napisal a vydanie skript koordinoval Doc. Ing. Vladiiw Slugen, PhD.
Bratislava, november 2003
Autori
- 8 -
1 Uvod
1.1 Vseobecny pohl’ad na jadrovu energetiku
Svetova spotreba energie a z toho najma elektrickej energie (d’alej elektriny) od zaciatku
industrializacie vo svete trvalo rastie. Svetova populacia (dnes takmer 6 miliard l’ud^) spotrebuje
rocne 8,6 Gtre (gigaton ropneho ekvivalentu 1 tre = 41,868 GJ) komercnej energie. Vyuzivanie
uh^ovod^kovych palw sa trvalo zvysuje a teraz zabezpecuje 90% dodavok primarnej energie.
Spal’ovanie uh^ovod^kovych palw je sprevadzane emisiou 23,7 Gt oxidu uhliciteho rocne.
Vyroba elektrickej energie je najrychlejsie rastucim energetickym artefaktom a predstavuje
priblizne 20% konecnej spotreby energie. Od zaciatku 70. rokov minuleho storocia sa spotreba
elektriny vo svete zvysila 2,5-krat. Medzi krajinami este stale existuju vel’ke rozdiely v celkovej
spotrebe energie a elektrickej energie na jedneho obyvatel’a, co dokumentuje aj fakt, ze 55%
primarnej energie sa spotrebuje v krajinach OECD s podielom obyvatel’stva iba 16%.
1.2 Sucasne predpovede spotreby energie
Vyvoj spotreby a dodavky energie je spojeny s vel’kym mnozstvom neistot. Ak vsak
analyzujeme predpovede roznych medzinarodnych organizacn, ako je napr. Europska komisia,
Medzinarodna agentura pre energiu (IEA) a Svetova energeticka rada (WEC), mozeme
pozorovat, ako je uvedene v tabul’ke. 1.1, ze za referencnych predpokladov:
• spotreba primarnej energie, elektriny a uhl’ovodikovych palw bude aj nad’alej rast vysokou
rychlostou, a aj ked’ sa predpoklada pokles energetickej narocnosti trendom 1,4% rocne
(EU, IEA) a 1,0% rocne (WEC/IIASA), svetova spotreba primarnej energie sa do polovice
tohto storocia zvysi 2-3 nasobne,
• predpoklada sa, ze v strukture dodavok energie budu o 50 rokov stale dominovat
uhl’ovodikove paliva,
• emisie oxidu uhliciteho ako vedlajS^ produkt vyuzivania uhlovod^kovych palw sa vyrazne
zvysia.
Dosledkom tohto rozvoja bude dramaticke zvysenie koncentracie sklemkovych plynov.
Niektore z tychto dosledkov sa prejavia zvysenm globalnej strednej teploty, zvysemm hladiny
mori, zmenou klimatickych zon a s tym spojenym rizikom katastrofickych udalostf. Pre scenar B
„stredneho priebehu" studia WEC/IIASA odhaduje, ze stredna teplota sa do konca storocia zvysi
- 9 -
o 1,3-3,5°C. Pre scenar A s vyssim rastom sa rozsah mozneho oteplenia posuva k este vyssim
hodnotam.
Porovnanie referencnych scenarov Tabul’ka 1.1
Referencia Dnes IEA1 EU2 WEC/IIASA3 WEC/IIASA4
Kriterium / cas 2000 2010 2020 2020 2020
Svetova populacia mld. 5,7 7,0 7,9 10,1
Svetova primarna
energiaGtre 8,38 10,9 - 11,8 12,6 13,6 - 15,4 19,8 - 24,8
Podiel
uhl’ovod'ikovych pal'iv% 90,0 89,8 - 90,7 83,8 71,8 - 79,6 58,9 - 72,9
Svetova vyroba
elektrinyTWh 128524
18230
20907
219
22
19120 -
2292530952 -41646
Z toho jadro % 17,24 12,5 - 14,3 15 11,4 - 20,7 11,4 - 38,0
Emisie oxidu
uhlicitehoGt 23,7 28,8 - 31,5 32,3 30,1 - 36,7 33,7 - 55,4
Podiel OECD na
%% 51,9 41,1 - 42,2 42,8 36,6 - 39,3 21,7 - 28,5
Svetova vyroba elektrickej energie bude rast este rychlejsie ako spotreba primarnej energie.
Pre krajiny Europskeho spolocenstva sa predpoklada vyrazne zvysenie zavislosti od dovozov
tuhych paliv z dnesnych 37% na 65% v roku 2020, pre ropu z 85% na 94% a pre plyn z 40% na
65%. Osobitne plynarensky priemysel sa bude spoliehat na nenahraditel’ne vel'ke dovozy
z Ruska, co je dodavatel, ktory nemusi byt povazovany za tak spol’ahliveho ako su krajiny
OECD. Domace zdroje energie, a diverzifikacia dodavok su vel’mi dolezite pre zabezpecenie
spolahlivosti a bezpecnosti v zasobovani energiou.
1 „Prlpad kapacitnych obmedzem" a „Pripad uspor energie" zo „Svetoveho energetickeho vyhladu" (IEA)
2 Scenar „Zdraveho rozumu" z „Europskej energie do roku 2020" (EK)
3 Pripady A a B z „Globalnej energetickej perspektivy do roku 2050 a dalej" (WEC/Medzinarodny ustav aplikovanej systemovej analyzy)
4 Udaje z roku 1994
- 10 -
Aj ked sa v tomto storoc neocakavaju ohranicenia absolutnym obmedzenm zdrojov
uhl’ovodikovych palw, mozu nastat docasne a strukturalne nedostatky energie. Hlavna cast
rezerv ropy umiestnena v krajinach OPEC, zatial co krajiny OECD maju rezervy iba 10%. Pre
zemny plyn je podiel rezerv v krajinach OECD tiez iba 10%, zatial co krajiny byvaleho ZSSR a
Iran vlastnia viac ako 50% preukazanych zasob. Politicka nestabilita by mohla vyvolat tazky
nedostatok a hlboku ekonomicku krizu, aku sme zazili v 70. a zaciatkom 80. rokov minuleho
storocia. Uspesnou strategiou pre zabranenie vel’kemu naruseniu dodavok bola diverzifikacia
zdrojov energie. Jadrova energia je jednym z dolezitych kamenov v diverzifikovanej strukture
dodavok.
Rezervy uranu mozu vyrazne rozsmt’ nasu zakladnu energetickych zdrojov a krajiny OECD
ako Kanada a Australia maju vel’ky podiel na znamych ekonomickych zasobach. Prakticky
nekonecny zdroj moze z jadrovej energie urobit uzavrety palivovy cyklus s mnozivymi reaktormi
a prepracovanim paliva. Aj bez prepracovania a bez rychlych reaktorov sa jadrova energia moze
spoliehat na obrovsku zakladnu zdrojov, ktora moze prispiet k dlhodobym dodavkam energie.
Analyza roznych energetickych vyhl'adov a scenarov jasne ukazuje, ze samotne zlepsovanie
energetickej ucinnosti a dodatocne usilie na rozvoj a vyuzivanie obnovitel’nych zdrojov energie
nestaa na zabezpecenie ekonomickeho rozvoja a tym na obmedzenie globalnych klimatickych
zmien.
1.3 Potencialny prlnos jadrovej energie
Jadrova energia je krucovym kamenom v dodavkach elektriny vo svete. K svetovej vyrobe
elektriny prispieva priblizne 17% (uhlie 38%, plyn 17%, ropa 10%, rieky 18%). Pre vyrobu
elektriny vyuziva jadrovu energiu 31 krajm sveta vratane vsetkych hlavnych priemyselnych krajm
(USA, Japonsko, Nemecko, Francuzsko, Vel’ka Britania) a vel’ke rozvojove krajiny (napr. Cma,
India, Brazflia, Mexiko). V prevadzke je v sucasnosti 444 jadrovych energetickych blokov, ktore
rocne produkuju 2300 TWh elektriny. S 39 blokmi vo vystavbe sa pre najblizsiu buducnost
ocakava trvaly rast.
Pocas viac ako 30 rokov komercneho vyuzwania preukazala jadrova energia schopnost
dodavat energiu za konkurencne ceny a pomoc pri znizovan uh^kovej narocnosti systemov
dodavania energie. Sucasne predpovede vyroby jadrovej elektriny davaju siroke rozpatia
moznych pnspevkov. V porovnan so sucasnymi urovnami produkcie najvySS^ variant
predpoklada zvysenie vyroby jadrovej energie z 2300 na 12000 TWh za rok. V druhej polovici
- 11 -
nasho storocia sa potencial jadrovej produkcie moze d’alej zvysit’ stvornasobne. Existuje teda
vel’ka moznost’, a by jadro d’alej prenikalo na trhy s elektrinou.
V kombinacii s mzkonakladovymi obnovitel’nymi zdrojmi (napr. voda) moze byt’ jadrova
energia predstavovat’ bezuhlikoveho alebo nfzkouhlfkoveho systemu dodavania elektriny, ktory
je technicky realizovatel’ny a ma perspektivu, ktoru si bude moot’ dovolit’ vel’a krajin vo svete.
Elektrina sa tym stane stale atraktivnejsim zdrojom pre koncovu spotrebu, ak sa ocakavaju
podstatne obmedzenia vypusti C02. Vyroba 10000TWh jadrovej energie rocne zabrani
vypust’aniu 7600 milidnov ton oxidu uhliciteho.
Obr. 1.1: Tri scenare perspektivy vyroby jadrovej elektriny vo svete po roku 2000
(Zdroj: IAEA/NBA)
8.10
6.10
2000 2010 2020 2030 2050
Rok
Okrem moznosti uplatnenia na trhoch s elektrinou by jadrova energia mohla mat’ d’alsie
prinosy aj v nasledovnych oblastiach:
• vyroba tepla z jadra pre trhy s mzkopotencialnym teplom
• vyroba tepla a pary z jadra pre priemyselne aplikacie
• vyroba vodika pomocou jadrovej energie pre zasobovanie sektoru dopravy5.
Vodik ako bezuhlikovy nosic energie vyrobeny na zaklade bezuhlikovych primarnych zdrojov energie by mohol predstavovat’
dolezity prispevok pre znizovanie emisii oxidu uhlika zo sektoru dopravy.
- 12 -
Jadrova energia by teda mohla hrat’ dolezitu ulohu vo vsetkych oblastiach vyuzivania
energie, ktore by boli vel’mi zauj^ave v pnpade vyraznych poziadaviek na znizovanie CO2.
Bude aj nad’alej kl’ucovym prvkom svetovej energetiky, pretoze:
• Jadrova energetika v minulosti prispievala k vyrovnanejsiemu energetickemu suboru pre
znizenie zavislosti od uh^ovod^kovych pakv.
• Jadrova energetika bude aj nad’alej kl’ucovym prvkom svetovej energetiky s vel’kym
potencialom dodavok.
• Sucasne extrapolacie emisn sklemkovych plynov naznacuju, ze svetovy globalny klimaticky
system bude vyrazne skodlivo postihnuty zvysujucim pouzwamm uhl’ovodikovych pakv.
• Zlepsovanie ucinnosti a d’alsie usilie o rozvoj a vyuzivanie obnovitel’nych zdrojov energie
samo osebe nestaa na zabezpecenie ekonomickeho rozvoja a na obmedzenie globalnych
klimatickych zmien.
• Jadrova energia je konkurencieschopnou formou vyroby elektrickej energie v zakladnom
zat'azenb
• Externe naklady jadrovej energie su male v porovnam s jej vyrobnymi nakladmi a
v porovnan s uh^ovod^kovymi palivami.
• Odhady externych nakladov vyroby elektriny na baze uhlia z hl’adiska klimatickych zmien
naznacuju, ze externe naklady mozu byt este vyssie ako vyrobne.
• Jadrova energetika je vysoko nakladovo ucinny prostriedok pre kontrolu emisn CO2 z vyroby
elektriny.
• Jadrova energia kombinuje ekonomicku, klimaticku a environmental prit’azlivost’ tym, ze
predstavuje system dodavania elektriny s mzkou spotrebou uhlika ako prakticky
realizovatel’ny ciel’, ktory si moze ekonomicky dovolit vel’ky pocet krajm vo svete. Moze teda
predstavovat dolezity pnspevok k vyrovnanejsiemu suboru energetickych zdrojov.
Vel'a odpadov z palivovych retazcov vyroby elektriny obsahuje radioaktfvne alebo
neradioaktivne (chemicky jedovate) kontaminanty, ktore by mohli mat skodlive ucinky na zdravie
cloveka a na zivotne prostredie. Aj odpad z konvencnych elektrarm obsahuje vel’ke mnozstvo
radioaktivnych materialov. Napnklad merna aktivita popola z uhol’nych elektrarm moze
dosiahnut 25 kBq/kg s intenzitou tvorby 61 mil. ton za rok iba v samotnych USA.
Jadrova energetika ponuka vyrazne environmental vyhody, lebo mnozstvo odpadov je
male v pomere k vyrobenej energii. Toto male mnozstvo umoznuje pouzit taku strategiu
- 13 -
separacie odpadov, ked’ je cely proces od jadroveho stiepenia cez upravu az po ulozenie
odpadov v podstate izolovany od zivotneho prostredia. Likvidacia odpadov z uh^ovod^kovych
paliv postupuje inou strategiou - rozptylom - vzhl’adom na vel’ke mnozstva plynnych a pevnych
odpadov, co je v prikrom protiklade k jadrovym odpadom. Do zivotneho prostredia sa uvol’n uje
vel’ke mnozstvo odpadov so sirokym rozsahom toxickych prvkov, ktore zostavaju jedovate trvalo
bez akejkol'vek praktickej alternaUvy.
Rocny objem jadrovych odpadov vyprodukovanych europskym jadrovym priemyslom
predstavuje menej ako 1% priemyselnych toxickych odpadov a radioaktivita tychto odpadov
bude trvalo klesat. Priblizne 90% tychto odpadov su kratkozijuce a mzkoaktfvne, ich radioaktivita
do 300 rokov poklasne prakticky na prirodnu uroven. Pre zvysujucich 8-10%, obsahujucich
hlavne vysokoaktivne materialy, sa vel’ka vacsina z radioaktfvnych nuklidov - produktov
stiepenia - rozpadne pocas niekol’ko sto rokov.
Celkove emisie CO2 z jadrovej energie su takmer nulove, co preukazuje vynikajuce klimaticke
charakteristiky tejto technologie
• Atmosfericke emisie inych skodlivm z jadra su zanedbatel’ne v porovnam s uhl’ovodikovymi
technologiami
• Celkove materialove poziadavky a celkove energeticke poziadavky jadrovej energie ukazuju
racionalne vyuzwanie obmedzenych zdrojov v porovnam s inymi elektrickymi technologiami,
osobitne s energiou vetra a z fotoelektrickych clankov
• Odhady zdravotneho rizika vratane rizika z tazkych havarn naznacuju, ze jadrova
energetika, ak je vybudovana a prevadzkovana podl’a sucasnych bezpecnostnych noriem, je
spojena s vel’mi malymi zdravotnymi ucinkami, ktore su v spodnom rozsahu zdravotnych
r^k energetickych systemov
- 14 -
2 Zaklady jadrovej fyziky
2.1 Zlozenie atomovych jadier a ich vlastnosti
Kazdy atom pozostava zo zaporne nabiteho elektronoveho obalu a kladne nabiteho jadra. V
jadre je sustredena takmer cela (priblizne 99.95%) hmotnost atomu. Rozmery jadra su radovo
10-14 az 10-15 m, zatial’ co rozmery atomov su radovo 10-10 m.
Atomove jadra sa skladaju z elementarnych castfc - protonov a neutronov, pre ktore sa
pouziva spolocne oznacenie nukleony. Proton je elektricky nabity, jeho naboj je kladny a co do
absolutnej hodnoty sa rovna naboju elektronu. Atom je navonok elektricky neutralny, preto sa
pocet protonov v jadre musi rovnat poctu elektronov v elektronovom obale. Pocet protonov
v jadre udava tzv. protonove (atomove) aslo Z. Protonove aslo urcuje, o atom ktoreho
chemickeho prvku sa jedna. Pocet neutronov v jadre udava tzv. neutronove aslo N. Celkovy
pocet nukleonov, t.j. protonov a neutronov v jadre, oznacujeme hmotnostnym aslom A.
Hmotnostne aslo mozeme vyjadrit ako
A = Z + N (2.1)
Na oznacovanie roznych jadier budeme pouZ^ vat formu zapisu
(2.2)
kde X je chemicka znacka prvku a Z a A su jeho protonove a hmotnostne cislo. V texte sa
jednotlive prvky tiez zvyknu oznacovat ich nazvom a hmotnostnym aslom. Napnklad zapis
12 c6 je ekvivalentny zapisu uhlik-12.
Druh neutralnych atomov s danym konkretnym zlozernm jadra, t.j. so zadanym poctom
neutronov a protonov, oznacujeme ako nuklid. Napnklad 4Be oznacuje jadro atomu berylia (Z =
4, A = 9 ), ktore ma 4 protony a 5 neutronov. Jadra s rovnakym Z a roznymi A sa nazyvaju
izotopy. Kazdy prvok vytvara isty pocet izotopov, ktory je pri rozlicnych prvkoch rozdielny.
V prirodzenej zmesi kazdeho prvku su jednotlive izotopy pntomne s pevne stanovenym
percentualnym zastupernm. Vo vacsine pnpadov maju izotopy toho isteho prvku rovnake
chemicke ale rozdielne fyzikalne vlastnosti. Napnklad uran (Z = 92) ma najrozs^enejsie izotopy
29325U,228 U, ktore sa lisia iba hmotnostou (maju 143 resp. 146 neutronov), co stazuje ich
vzajomnu separaciu pri obohacovan jadroveho paliva.
- 15 -
Jadra s rovnakym A a roznym Z sa nazyvaju izobary a jadra s rovnakym N a roznym Z su
izotony. Jadra s rovnakym Z aj rovnakym A sa nazyvaju izomery.
2.2 Aktivita a radioaktivita
Aktivita je prejav dostatku energie. Radioaktivitou nazyvame spontannu vlastnost jadra atomu
podliehat procesom, ktore vedu k zmene energeticeho stavu, k zmene poctu alebo k zmene
usporiadania jeho stavebnych castfc - nukleonov. Tieto zmeny su sprevadzane vysielamm
elektromagnetickeho alebo korpuskularneho ziarenia, pricom povodny nuklid sa meni na nuklid
ineho druhu alebo na nuklid s inym energetickym stavom. Jadra, ktore sa vyznacuju touto
vlastnostou sa nazyvaju radionuklidmi.
Pri jadrovych premenach dochadza k zmene energetickeho stavu jadra alebo k zmenam
poctu nukleonov.
Radionuklidy podliehaju nasledujucim radioaktfvnym premenam :
• a-premena s emisiou a-ziarenia, ktore sa sklada z a-castfc 24He, pricom dochadza k
premene materskeho nuklidu M na dcersky nuklid D,
ZM ® 2:4#+ H (2.3)
• kladna b-premena ((3+ , pozitronova) s emisiou pozitronu +0e pri premene protonu 1 p na
neutron on, sprevadzana emisiou neutrrna 0°v ,
1 p ® 0 n + +1 e + 0V , (2.4)
kde dolne indexy oznacuju elektricke naboj v elementarnych jednotkach a horne hmotnost v
atomovych hmotnostnych jednotkach.
• zaporna b-premena (b- , negatronova) s emisiou elektronu :0 e pri premene neutronu na
Vproton, sprevadzana emisiou antineutrma 0 ,
0 n ® 1 p + -1 e + 0V , (2.5)
• elektronove zachytenie, pri ktorom jadro atomu zachytava elektron zo spodnych hladm
(najcastejsie z hladiny K alebo L) vlastneho elektronoveho obalu, pricom dochadza k
premene neutronu na proton
1 p + -1 e ® 0 n + 0v , (2.6)
- 16 -
y-premena (ziarenie), y-prechod (energeticky), jadrom emitovane elektromagneticke ziarenie,
pricom sa nemem pocet a forma nukleonov, ale iba energeticky stav jadra podobne ako pri
izomerickom prechode.
2.2.1 Jadrove reakcie
Jadrovou reakciou sa nazyva proces pri interakcii tercoveho jadra X s ostrel’ujucou casticou a
za vzniku vysledneho radioaktfvneho alebo stabilneho atomoveho jadra Y a 1'ubovol'nej
emitovanej castice alebo fotonu b podla schematickeho zapisu :
X(a,b)Y. (2.7)
Ak vznika jadrovou reakciou radioaktfvne jadro, hovorime o aktivacii. Najvyhodnejsie
vlastnosti ako castica iniciujuca reakciu ma neutron. Nema naboj a lahko prenika do atomoveho
jadra pri rnzke energii. Vyvolava neutronove aktivacne reakcie alebo reakcie jadrove ho
stiepenia, ktore su z jadrovych reakcn najdolezitejsie. Najvyznamnejsie jadrove reakcie su
uvedene v tabul’ke 2.1.
Zmeny protonovych cisel produktov oproti proto nove mu cislu tercoveho nuklidu Z. Tabul’ka 2.1
Typ jadrovej reakcie Proto nove aslo
produktu reakcie
(a,n) Z+2
(a,p) (d,n) (p,n) (a,d) Z+1
(d,p) (n,y) Z
(d,a) (p,a) (n,p) (y,p) Z-1
(n,a) (y,a) Z-2
Pocet jadrovych reakcn za casovu jednotku zavisi od sucinu hustoty toku aktivujucich castfc
alebo fotonov j (m-2.s-1), poctu tercovych jadier N a mikroskopickeho ucinneho prierezu
aktivacnej reakcie sakt. Hustota toku je sucinom hustoty neutronov (m-3) a ich rychlosti (m.s-1).
Mikroskopicky ucinny aktivacny prierez charakterizuje mieru pravdepodobnosti priebehu urcitej
aktivacnej reakcie a ma rozmer m2 (starou jednotkou bol 1 barn = 10-28 m2).
- 17 -
Zmenu poctu radioaktfvnych jadier urciteho nuklidu Na od casu mozno vyjadrit’ rozdielom
medzi prfrastkom poctu radionuklidov z aktivacneho procesu a ubytkom radioaktivnou premenou
dN^dt
(2.8)
kde X (s'1) je rozpadova konstanta vznikajuceho radionuklidu.
Integraciou tejto linearnej diferencialnej rovnice v case od 0 do t zfskame pri pociatocnych
podmienkach t=0 a Na=0 vzt’ah popisujuci aktivaciu
A, =(p.cakt.N{l- ext) > (2.9)
kde A,=Na.X oznacuje aktivitu v Bq (Bequerel) a sucin cp.aakt.N oznacuje nasytenu
(saturacnu) aktivitu Asat, ktoru je mozne dosiahnut’ aktivaciou v nekonecne dlhom case. Narast a
pokles aktivity vznikajuceho radionuklidu od casu, vyjadreneho v nasobkoch polcasu premeny
vznikajuceho radionuklidu T (s), je uvedeny na obr. 2.1.
> 0,4
CAS (T)
Obr.2.1.: Narast a rozpad aktivity radionuklidu v nasobkoch polcasu rozpadu T
- 18-
Ak vyjadrime N=NA.0.m/ma, kde m je hmotnost’ tercoveho prvku v g, 0 je relativne izotopove
zastupenie tercoveho nuklidu, ma je jeho atomova hmotnost a Na (Avogadrovo cislo) je
6,023.1023 mol-1, dostaneme pre aktivitu vzniknuteho radionuklidu v case t' po ukoncern
aktivacie, trvajucej cas t
. ,, „ mA,, = .0j.c,,,
m—ln 2.t'/ T /-t —ln 2.t / Te .(1 — e ). (2.10)
mAt' = .0jS akt. .2m
t'/ T .(1 — 2—t / T).
Zachytnou jadrovou reakciou tepelneho neutronu v jadrach jadroveho paliva vznikaju napr.
transurany a z jadier prvkov konstrukcnych reaktorovych materialov vznikaju radionuklidy
sposobujuce indukovanu aktivitu.
2.2.1.1 Hustota neutronov a hustota toku neutronov
Neutrony, ktore prechadzaju prostred^m s n^zkou absorpciou sa chovaju podobne ako vefmi
riedky plyn. Hovorime teda o neutronovom plyne, koncentraciu tohoto plynu nazyvame hustotou
neutronov n ,ktora udava pocet neutronov v objemovej jednotke uvazovaneho prostredia. V
jadrovych reaktoroch je hustota neutronov radovo rovna 1015 m-3.Pravdepodobnost vzajomnej
interakcie neutronov pri uvedenej hustote neutronov je zanedbatel’na, jedinym javom, ktory
ovplyvnuje priebeh procesov v danom prostredi, je interakcia neutronov s jadrami atomov. V
reaktorovej fyzike sa najcastejsie pouz^va d’alsia velicina, ktoru nazyvame hustota toku
neutronov j, ma rozmer m-2s-1, jej hodnota v jadrovych reaktoroch dosahuje hodnotu radovo
1017 m-2s-1.V prostred^ s monoenergetickymi neutronmi je hustota toku neutronov rovna sucinu
j = nv (2.11)
Kde v je absolutna hodnota rychlosti neutronov an je hustota neutronov. Hustota toku
neutronov je rovna poctu neutronov, ktore za jednu sekundu prejdu jednotkovou plochou
z oboch stran vsetkymi smermi. Ak neutrony v uvazovanom prostredi maju roznu kineticku
energiu E, potom mozeme definovat hustotu toku neutronov s energiou v intervale E, E + dE,
ktoru oznacujeme sucinom j(E)dE. Celkova hustota toku neutronov vsetkych energi^ je potom
rovna
j = j(p(E)dE ^n(E)v(E)dE (2.12)
0 0
- 19 -
Hustota toku neutronov je skalarna velicina.
2.2.2 Interakcia Ziarenia s latkou
Radioaktfvne ziarenie sa zoslabuje vplyvom latky, ktorou prechadza. Dochadza ku dvom
principialne odlisnym procesom, k absorpcii a rozptylu ziarenia.
Absorpciou sa oznacuje proces, pri ktorom dochadza ku zmenam energie ziarenia,
sposobenym interakciou medzi atomami absorbatora a ziaremm.
Rozptylom sa oznacuje proces, pri ktorom dochadza nielen ku zmene energie ziarenia, ale
najma ku zmene jeho povodneho smeru. Procesy, pri ktorych sa men energia, pnpadne smer
dopadajucich castfc alebo fotonov, sa suhrnne oznacuju nazvom interakcia.
Ucinny prierez s je mierou pravdepodobnosti interakcie dopadajucich castic na danu tercovu
entitua avyjadruje podiel pravdepodobnosti danej interakcie a fluencie dopadajucich castfc. Pri
jednorazovej interakcii medzi ziarenim a atomom mozno pre zoslabenie toku ziarenia z
povodnej hodnoty Fo na hodnotu F prechodom cez hrubku materialu x(m) s hustotou jadier N
(m-3) a ucinnym absorpcnym prierezom a(m2) odvodit vztah
F-F o .e—N's .x (2.13)
Exponent je mozne vyjadrit aj pomocou celkoveho linearneho sucinitefa zoslabenia m
m = na s .Pma
(2.14)
kde Na je Avogadrovo cslo, p je hustota a ma je molarna hmotnost tercoveho prvku. Velicina
m/p (m2.kg-1) sa nazyva hmotnostnym sucinitefom zoslabenia. Exponent mozno vyjadrit
pomocou makroskopickeho ucinneho prierezu S
S-X Nisi (2.15)
ktory je suctom mikroskopickych ucinnych prierezov vsetkych jadier nachadzajucich sa
v jednotke objemu.
Na mechanizme absorpcie energie nabitych castfc sa podiel’aju predovsetkym ionizacia a
excitacia elektronov a interakcia s jadrami absorpcneho prostredia.
- 20 -
lonizacia je najcastejsim sposobom interakcie ziarenia s latkou. Ziarenie pri nej sposobuje
uvol’nenie elektronov z obalov atomov a vytvaranie ionov. Uvol’nene elektrony maju casto tak
vel’ku energiu, ze su schopne vyvolavat sekundarnu ionizaciu.
Excitaciou sa oznacuje interakcia s prenosom energie ziarenia, pricom sa zvacsi vnutorna
energia atomu a elektrony sa z nizsich energetickych hladm premiestnia do vyssuch. Pri
prechode zo vzbudeneho stavu do povodneho sa rozdiel v energii hladin vyziari vo forme
fotonu. Na mechanizme absorpcie energie neutronov sa podiel’a predovsetkym prenos energie
cestou pruznych zrazok s I’ahkymi jadrami a absorpciou jadrami absorpcneho prostredia. Gama
ziarenie straca svoju energiu pri absorpii atomami prostredia s ich naslednou ionizaciou a pri
rozptyle s vol’nymi elektronmi, pnpadne tvorbou parov pozitron-elektron.
Elektrony pri prechode latkou stracaju energiu mnozstvom rozlicnych procesov,
predovsetkym zrazkami s elektronmi obalu atomu, excitaciou atomov a molekul, brzdnym
ziarernm, zrazkami s jadrami, rezonancnou absorpciou a pod. Elektron znizuje svoj energeticky
stav mnohonasobnymi nepruznymi zrazkami dovtedy, kym nedosiahne energiu tepelneho
pohybu. Pocet ionovych parov vytvaranych na jednotku drahy elektronu sa nazyva linearnou
ionizaciou. Celkova linearna ionizacia je suctom ionovych parov vytvorenych primarnymi a
sekundarnymi elektronmi.
Straty energie brzdnym ziarernm, pri zabrzden elektronu v poli jadra, su vyznamne najma pri
energiach elektronu vyssich ako 1,6.10-13J (1MeV)
2.3 Atomova hmotnost’
Historicky sa sposob vyjadrenia hmotnosti atomu viackrat menil. Prvou jednotkou atomovej
hmotnosti bola hmotnost atomu vodika. Tazkosti s touto jednotkou vznikli po objaven izotopu
vodika 2H - deuteria.
Potom az do roku 1960 sa pouzivala ako atomova hmotnostna jednotka 1/16 hmotnosti
atomu kyslika 1^O. V sucasnosti je atomovou hmotnostnou jednotkou 1/12 hmotnosti atomu
uhlika 162C:
1m, - —.M(16'C) -1,66044.10—27kg (2.16)
- 21 -
Vzhl’adom na zavedenie hmotnostnej jednotky mu mozeme vyjadrovat hmotnosti nuklidov
ako nasobky tejto jednotky. Takto vyjadrenu hmotnost nazyvame potom relatfvnou nuklidovou
hmotnostou.
Hmotnostou daneho nuklidu, cize tzv. nuklidovou hmotnostou ma (A, Z) sa nazyva pokojova
hmotnost daneho druhu atomu; napr. ma (2, 1) znamena hmotnost nuklidu vodika 2H .
Ako uz bolo spomenute, v prirodzenej zmesi kazdeho prvku su pritomne jeho rozne izotopy.
Hmotnostou daneho prvku alebo atomovou hmotnostou sa nazyva stredna hodnota hmotnosti
atomu v prirodzenej izotopovej zmesi nuklidov tohto prvku. Napriklad hmotnost vod^ka
mH -1,6737.10-27 kg - 1,008m, (2.17)
sa lisi od hmotnosti lahkeho vod^ka
mH (1,1) -1,6734.10-27 kg - 1,007825m,, (2.18)
pretoze v prirodzenej zmesi vodika sa nachadza aj iste mnozstvo deuteria iH .
Pre hmotnost elementarnych Cast^c, t.j. protonu (mP), neutronu (mn) a elektronu (me),
vyjadrenych v jednotkach mu platia vztahy:
mP = 1,007 21 mu mn = 1,008 66mu me = 5,4859.10~4 mu (2.19)
Podl'a Einsteinovho vztahu ekvivalencie hmotnosti a energie hmotnostnej jednotke
zodpoveda energia:
E, - m, .c2 = 931,441 MeV (2.20)
2.4 Vazbova energia jadra
Vazbovou energiou jadra Wb rozumieme energiu, ktoru treba jadru dodat, aby sme ho uplne
rozlozili na jednotlive nukleony. Zo zakona zachovania energie vyplyva, ze pri vytvoren jadra z
nukleonov sa musi uvolnit rovnaka energia, aku treba vynalozit na rozlozenie jadra na jednotlive
zlozky. Je teda zrejme, ze vazbovu energiu atomoveho jadra mozno vyjadrit ako rozdiel medzi
sumarnou energiou volnych nukleonov, z ktorych jadro pozostava a energiou jadra ako celku.
Vazbova energia je jednou z najdolezitejsich velicm charakterizujucich jadro. Znalost hodnot
vazbovej energie dovoluje vypocKat energeticku bilanciu nielen pri uplnom rozpade, ale aj pri
emisii I'ubovol'nej castice z jadra a pri vzajomnych premenach jadier.
- 22 -
Ak sa jadro s hmotnostou mjvytvori zo Z protonov s hmotnostou mpa z N = (A - Z)
neutronov s hmotnostou mn, potom mozeme vypocKat rozdiel hmotnostf:
B - Z.mp + (A - Z).mn - mj (2.21)
Velicina B a nazyva hmotnostny schodok (deficit) a je mierou vazbovej energie jadra.
Vztah (2.21) ostava v platnosti, aj ked’ nahradm hmotnost protonu mp hmotnostou atomu
vod^ka mH, a hmotnost daneho jadra hmotnostou neutralneho atomu ma.
B - Z.mH + (A - Z).mn - ma
(2.22)
Dostavame opat hmotnostny schodok a jemu zodpovedajuca energia sa podl’a Einsteinovho
vztahu rovna vazbovej energii jadra:
W - B.c' (2.23)
Vazbova energia jadra zavisi od celkoveho poctu nukleonov v jadre, t.j. od hmotnostneho
asla A. Z teorie aj z experimentalnych udajov vyplyva, ze v prvom pribli zen vazbova energia
jadra rastie linearne s hmotnostnym aslom A.
V niektorych pnpadoch, napriklad pri porovnavan "pevnosti" jadier, je vyhodnejsie pouZ^vat
tzv. strednu vazbovu energiu e, co je vazbova energia, pripadajuca na jeden nukleon:
w,e - —^ (2.24)
A
Na obr.2.2 je znazornena zavislost strednej vazbovej energie pripadajucej na jeden nukleon
v jadre od hmotnostneho asla A. Najsilnejsie su viazane nukleony v jadrach prvkov
nachadzajucich sa v strednej casti periodickej sustavy prvkov (28 < A < 138). V tychto jadrach je
stredna vazbova energia priblizne rovna 8,7 MeV. Pri d’alsom zvacsovan poctu nukleonov v
jadre stredna vazbova energia klesa a pre jadra prvkov nachadzajucich sa na konci periodickej
sustavy prvkov je 7,6 MeV. V oblasti malych hmotnostnych asel ma stredna vazbova energia
maxima a minima. Maxima sa vyskytuju u jadier s parnym poctom protonov a neutronov ako
napriklad 24He,1^C,186O, pripadne ak ma jadro pocet protonov alebo neutronov rovny niektoremu
z tzv. “magickych“ asiel (jedenkrat alebo dvakrat magicke jadra). Magicke asla maju hodnoty 2,
- 23 -
8, 20, 28, 50, 82, 126 a 152. Minima sa vyskytuju u jadier s neparnym poctom protonov
a neutronov ako napriklad %Li™B™N.
0 50 100 150 200 250A
Obr. 2.2. : Zavislost’ strednej vazbovej energie £ od hmotnostneho cfsla A.
Klesanie tejto zavislosti smerom k malym hodnotam A mozno vysvetlit’ na zaklade tzv.
povrchovych efektov. Nukleony, nachadzajuce sa na povrchu, nermozu uplne realize vat’ svoje
vazby (maximalne 12 susedov), co vedie ku vzniku povrehoveho napatia, ktore zmensuje
hodnotu vazbovej energie. Zmensovanie e pri prechode k t’azkym jadram mozno objasnit’
elektrostatickym odpudzovanim protonov. Coulombova energia je umerna druhej mocnine poctu
protonov, a preto prispevok coulombovskych efektov rastie pri prechode k t’azsim jadram. Z
uvedenej zavislosti vidno, ze I’ahkym jadram je energeticky vyhodnejsie uskutocnovat’ syntezu
a vytvorit’ tak t’azsie jadra za sucasneho uvol’hovania energie. Takyto stav nastava pri
termojadrovych reakciach. Naopak, pre t’azke jadra je vyhodny proces stiepenia, ktory je takisto
sprevadzany uvol’hovanim energie.
2.5 Jadrove sily
Mohlo by sa zdat’, ze atomove jadra nemozu byt’ stabilne, pretoze jednotlive protony sa musia
odpudzovat’ ako cast ice nesuce naboj rovnakeho znamienka. Energiu tohto odpudzovania
mdzeme vypocitat’ podl’a Coulombovho zakona. Ukazuje sa, ze pri priblizovani dvoch protonov
-24-
sa na silu coulombovskeho odpudzovania superponuje prit’azliva sila, ktorej vel’kost’ vel’mi rychlo
narasta so zmensovamm vzdialenosti a vo vzdialenosti radovo 10-15 m znacne prevysuje
coulombovske odpudzovanie. Rovnaka sila vznika i pri tesnom priblizen protonu k neutronu.
Silna vazba medzi nukleonmi v jadre svedci o tom, ze v jadrach posobia prit’azlive sily
kvalitatfvne odlisne od Coulombovskych sfl. Tieto sily nazyvame jadrovymi silami.
Na obr.2.3 je znazornena potencialna energia jadra. Pri vel'kych vzdialenostiach r p6sob^ len
coulombovske odpudzovanie. Pri malych vzdialenostiach rastu jadrove sily natolko, ze
coulombovske odpudive sily sa v porovnan^ s jadrovymi stavaju zanedbatelne. Na dne
potencialovej jamy sa nachadzaju nukleony tvoriace jadro. Tato potencialova jama zodpoveda
charakteru jadrovych sfl, ktore posobia radovo do vzdialenosti jedneho polomeru atomoveho
jadra. Polomer atomoveho jadra je dany vztahom:
1
To »1,5.A3.10-15m (2 24)
kde A je hmotnostne c^slo.
Jadrove sily su co do absolutnej hodnoty najvacs^mi silami, ake su v pr^rode doposial zname.
Su neelektrickeho charakteru, pretoze odhliadnuc od toho, ze neutron nema elektricky naboj,
existuje stabilny system pozostavajuci z protonu a neutronu. Jadrove sily nemozu byt ani
gravitacneho povodu, pretoze energia vzajomneho posobenia medzi protonmi a neutronmi by
v takom pripade bola asi 1035-krat mensia, ako bola urcena. Jadrove sily maju charakter
prit’azlivych sfl, o com svedc^ existencia stabilnych jadier pozostavajucich z protonov a
neutronov.
Teoreticke vypocty a experimenty s rozptylom protonov na protonoch ukazuju, ze jadrove
prit’azlive sily posobia iba na vermi malych vzdialenostiach medzi dvoma nukleonmi v jadre. Z
tohoto dovodu charakterizujeme jadrove sily ako tzv. sily s kratkym dosahom, a to nie vacsim
ako 2.10-15m.
- 25 -
2r„
vazbovdenergia
-r~\\t' ^_
\\rc
0
Ji
coulombovskdodpudzovanie
potencXxjbariera
Obr. 2.3 : Zavislost’ potencialnej energie jadra od vzdialenosti r.
Dalsou vlastnost’ou jadrovych sfl je ich nabojova nezavislost’. J ad rove sily, ktore posobia
medzi nuklednmi, su rovnake a nezavisle od toho, v akom nabojovom stave sa vzajomne
posobiace castice nachadzaju.
J ad rove sily zavisia od vzajomnej orientacie spinov nukleonov. Ich vel’kost’ je rozna pre
paralelne a pre antiparalelne spiny. S tym suvisf aj tzv. necentralny charakter jadrovych sfl, co
bolo aj experimentalne potvrdene. To znamena, ze j ad rove sily neposobia po spojnici centier
vzajomne posobiacich nukleonov. J ad rove sily nemozu mat’ ani charakter magnetickeho
posobenia, co vyplyva z toho, ze energia interagujucich magnetickych momentov nukleonov je
len 105eV, zatial’ co vazbova energia je podstatne vyssia ako tato hodnota.
Pre j ad rove sily je charakteristicke ich nasytenie, ktore sa prejavuje v tom, ze kazdy nukleon
v jadre vzajomne interaguje iba s ohranicenym poctom nukleonov nachadzajucich sa vjeho
blfzkosti.
-26-
Jadrove sily maju charakter vymennych sil medzi nukleonmi. V sucasnosti sa predpoklada,
ze interakcia medzi nukleonmi sa uskutocnuje vymenou zvlastnych elementarnych castfc -
mezonov.
Ked’ze doteraz nebola vypracovana teoria jadrovych sil a ich podstatu dokonale nepozname,
mozeme zatial’ len z experimentalnych poznatkov usudzovat' o ich niektorych vlastnostiach.
2.6 Stabilita jadier
Stabilitou jadier rozumieme ich schopnost odolavat casovym zmenam ich zlozenia a stavu.
Z tohoto pohl’adu mozno vsetky atomove jadra rozdelit na stabilne a nestabilne - radioaktivne.
Stabilne jadra zostavaju nezmenene neohranicene dlhy cas. Radioakt^vne jadra podliehaju
spontannej, samovofnej premene.
Pri studiu stavby jadier si mozno vsimnut niektore osobitosti ich struktury. Prvky s parnym
atomovym c^slom Z maju podstatne viac stabilnych izotopov ako prvky s neparnym Z.
Pozoruhodne je napr^klad to, ze z dvadsiatich prvkov, ktore maju iba po jednom stabilnom
izotope, ma iba iBe parne Z. Ostatne maju Z neparne. Zostavajuce prvky s neparnym Z maju
nanajvys dva stabilne izotopy. Najviac stabilnych izotopov ma c^n. Prirodzena zmes c^nu
obsahuje 10 stabilnych izotopov s hmotnostnymi c^slami v intervale od 112 do 124.
Druhou pozoruhodnou osobitostou zlozenia jadier je, ze vsetky stabilne jadra okrem jadra
11H obsahuju vacsi, nanajvych rovnaky pocet neutronov ako protonov. Na obr. 2.4 je
znazornene zlozenie stabilnych jadier. Krivka, ktoru tvoria body prisluchajuce jednotlivym
stabilnym izotopom, sa vola krivka stability. Jadra, ktore obsahuju viac alebo menej neutronov,
ako prislucha uzkej oblasti stability v okoli uvedenej krivky, su nestabilne. Rozdiel v pocte
neutronov a protonov v jadre (N - Z ) sa vola nadbytok neutronov. Ako vidiet z obr.2.4, nadbytok
neutronov maju jadra s vel'kym Z. Z hl’adiska stability jadier je zauj^mava este zavislost strednej
vazbovej energie e od N a Z . Pri tzv. “magickych” hodnotach Z a N ma e vyrazne maxima.
- 27 -
rXdioaktivne,
A-2Z
KRIVKASTABILITY
Obr.2.4. Zlozenie stabilnych jadier
Ukazalo sa, ze jadra, ktore maju pocet protonov alebo neutronov rovny niektoremu
z magickych cisiel, su v prirode najviac rozsirene v porovnani s jadrami, ktore maju pocty
protonov alebo neutronov blizke tymto cislam. Magicke jadra maju cely rad d’alsich zvlastnosti:
- vazbova energia ma pri tychto jadrach vyrazne lokalne maximum,
- pravdepodobnost’ zachytu neutronov tymito jadrami je vel’mi mala,
- pri stiepeni jadra a vzniku dvoch fragmentov je vel’mi pravdepodobne, ze jeden obsahuje 50 a
druhy 82 neutronov, pricom 50 a 82 su magicke cisla (d’alsi suvis s magickymi cislami
mozeme pozorovat’ vsuvislosti s kvadrupolovym momentom. Experimentalne sa dokazalo,
ze kvadrupolove momenty jadier s magickymi hodnotami N a Z su nulove),
- najstabilnejsie su tzv. dvojnasobne magicke jadra, t. j. jadra, ktore maju zaroven magicky
pocet protonov aj neutronov (napr. *He, !860 a 2HPb).
- 28 -
3 Stiepenie jadier
Pri ozarovam uranu neutronmi sa zistilo, ze v oziarenom materiale vznika niekol’ko novych
radioaktivnych jadier s roznymi polcasmi premeny. Tuto skutocnost’ po prvykrat spozoroval E.
Fermi v roku 1934. Nespravne vsak predpokladal, ze v dosledku pohltenia neutronov v roznych
izotopoch uranu vznikaju radioaktivne jadra s roznym polcasom premeny. Koncom roku 1938 O.
Hahn a F. Strassmann dokazali presnou radiochemickou analyzou, ze pri ozarovani uranu
neutronmi vznikaju prvky z prostriedku periodickej sustavy prvkov. Vysvetlenie tohto
pozoruhodneho faktu podali fyzici L. Meitnerova a O. R. Frisch tym, ze vyslovili hypotezu o
nestabilite t’azkych jadier vo vzt’ahu k ich tvaru, v dosledku coho zachytom neutronu vzbudene
jadro t’azkeho prvku sa rozstiepi na dve, tri a viac casti. Medzi tieto sa rozdelia nukleony
vychodzieho jadra. Pravdepodobnost’ stiepenia jadra na viac ako dve casti je mala, preto v
d’alsom nebudeme o troj a viacnasobnom stiepeni uvazovat’. Schematicky je proces stiepenia
znazorneny na obr.3.1.
Q—r.e~
n
f,
o ■=> O <=>A (A* 1)'
</
Obr. 3.1 : Schema stiepenia jadier.
3.1 Mechanizmus stiepenia
Teoriu stiepenia vypracovali v roku 1939 N. Bohr ,J. A. Wheeller a S. Frankel, ktori
analyzovali hypotezu L. Meitnerovej a O. R. Frischa o nestabilite t’azkych jadier vo vzt’ahu k ich
tvaru pomocou kvapkoveho modelu jadra.
Podobnost’ jadrovej latky a idealnej kvapaliny spociva v tomto:
-29-
1. jadrova latka, ako aj idealna kvapalina su nestlaciteFne,
2. ich hustota nezavisi od objemu,
3. potencialna energia je priamo umerna ich hmotnosti,
4. na povrchu jadra posobia povrchove sily podobne ako na povrchu kvapaliny.
Proces stiepenia sa stava energeticky vyhodny (t.j. uvol’nene mnozstvo energie Q>0) vtedy,
Z 2 Z 2ak podiel —)17. Podiel — nazyvame parametrom stiepenia. S rastom parametra stiepenia
rastie aj mnozstvo uvol’nenej energie Q pri stiepeni. Podmienka energetickej vyhodnosti
stiepenia je splnena pre vsetky jadra nachadzajuce sa v druhej polovici periodickej sustavy
prvkov. Avsak i napriek energetickej vyhodnosti sa experimentalne nepozorovalo stiepenie
vsetkych jadier spin ajucich tuto podmienku. Experimentalne bolo pozorovane stiepenie len pri
najt’azsich prvkoch pocinajuc 2f0Th.
V dalsom budeme skumat nevyhnutne energeticke podmienky stiepenia. Za tym ucelom
budeme analyzovat priebeh potencialnej energie dvoch produktov stiepenia. Jeden z nich je
pevne spojeny so zaciatkom suradnicoveho systemu na obr.3.2 a druhy k nemu priblizujeme.
Kym su obidva produkty od seba d’aleko (r = ¥), ich vzajomna potencialna energia sa rovna
nule. S postupnym priblizovanim rastie energia coulombovskeho Ec odpudzovania nepriamo
umerne vzdialenosti az do okamihu, ked dochadza k ich vzajomnemu dotyku; vtedy zacnu
posobit jadrove sily, ktore su opacne ako coulombovske sily, v dosledku coho sa obidva ulomky
spoja a vytvoria povodne jadro. Priebeh energie vzajomneho posobenia dvoch produktov je na
obr.3.2, kde Ea je vychodiskova energia jadra, ktore sa nachadza v pokoji a podl’a kvapkovej
teorie jadra zaujima guFovy tvar (a) (obr.3.3).
Obr. 3.2 : Zmena potencialnej energie v zavislosti od vzdialenosti medzi produktmi stiepenia.
- 30 -
a cOO oo
d e
Obr. 3.3 : Schematicky priebeh stiepenia jadier.
Predpokladajme, ze sa jadro v dosledku vzbudenia zachytom neutronu dostava do kmitaveho
pohybu. Potom v zavislosti od vel’kosti energie vzbudenia su mozne dva pripady. V prvom, ak
energia vzbudenia je mala, bude jadro vykonavat’ kmitavy pohyb, v dosledku coho sa jeho tvar
bude postupne menit’ z rotacneho elipsoidu (b) na gul’ovy. Vel’kost’ hlavnej a vedl’ajsej poloosi
rotacneho elipsoidu bude zavisiet’ od energie vzbudenia. V tomto pripade jadro kmita dovtedy,
kym nevyziari prijate mnozstvo energie a zaujme vychodiskovu polohu (a).
V druhom pripade, ak je energia vzbudenia vel’ka, moze jadro v procese kmitania presiahnut’
kriticky bod (c) medznej pruznej deformacie, kedy navrat do vychodiskovej polohy uz nie je
mozny. V tomto pripade v dosledku posobenia vel’kych coulombovskych odpudivych sil medzi
vytvorenymi polmi jadra sa jadro predlzuje coraz viac a viac, az sa rozdeli na dve casti.
Povrchove sily rychlo dovedu nove jadra do gul’oveho stavu (d).
Na obr. 3.2 energia Ek predstavuje energeticku barieru stiepenia. Hodnotu nazyvame
aktivacnou energiou a z definicie je rovna energii, ktoru jadru musime dodat’, aby nastalo
Z2stiepenie. Vel’kost’ aktivacnej energie urcuje parameter stiepenia; cim je — vacsia ako 17, tym
A
Z~ Z~je hodnota Ek mensia a pri — = 49 sa Ek= 0. To znamena, ze jadro so — = 49 sa rozstiepi
samovol’ne, preto v prirode taketo jadra nie su.
Z2Pri — mensom ako 49, alebo Ek blizkom k nule hovorime o spontannom stiepeni jadier.
Pravdepodobnost’ spontanneho stiepenia bude tym mensia cim bude parameter stiepenia mensi
od 49. Spontanne stiepenie uranu, ktory ma parameter stiepenia rovny 36, prebieha s vel’mi
malou pravdepodobnost’ou. Aby sa jadro s parametrom stiepenia mensim ako 49 rozstiepilo
-31 -
rychlo, musm jadru pridaf urcitu energiu E, vacsiu alebo rovnu ako je bariera stiepenia Ek< E.
Tuto energiu mozno jadru dodaf I’ubovol’nym sposobom, napr. ozarovamm fotonmi, neutronmi,
atd’. Ak je stiepenie jadra vyzvane neutronom potom podmienka rychleho stiepenia ma
nasledovny tvar :
En =e n + Tn > Ek (3.1)
kde en je stredna vazbova energia neutronu v jadre, Tn je kineticka energia neutronu
vzhfadom na tercove jadro.
Tu mozu byf dva pnpady :
1. en > Ek -stiepenie mozu vyvolaf tepelne neutrony
2. en < Ek -stiepenie moze nastaf len v pripade, ak kineticka energia neutronu vyhovuje
podmienke:
Tn > Ek -en (3.2)
Experimentalne sa zistilo, ze stiepenie 29328U i v pnrode sa nachadzajucich izotopov
2932Pa,23g20Th neutronmi je mozne len vtedy, ak ich kineticka energia Tn sa priblizne rovna 1 MeV,
pricom stiepenie izotopu 29325U sa uskutocnuje tepelnymi neutronmi. Z toho vyplyva, ze bariera
stiepenia izotopov29328U,292Pa,23920Th je rovna
Ek - en + Tn » (en + 1)MeV
a pre izotop 29325U
(3.3)
Ek <en (3.4)
235^ 238^Rozdielnosf v podmienkach stiepenia dvoch izotopov ( 92 , 92 ) toho isteho prvku sa
vysvetl’uje dvoma pricinami. Po prve, vyska energetickej bariery Ek v jadre 92 U je mensia ako235 U
238 U 235 U 238 Upri izotope 92 preto, lebo parameter stiepenia A je vacsi v 92 ako v 92 . Po druhe,
vazbova energia neutronu pohlteneho jadrom23592 U .je vacsi a ako stredna vazbova energia
2
- 32 -
238Uneutronu pohlteneho 92 . Rozdielnosf vazbovych energn sa vysvetl’uje tym, ze v prvom
236Upnpade vznikne zachytemm neutronu stabilnejsie parno-parne jadro 92 a v druhom pripade
239 u 238 uvznikne neparno-parne jadro 92 , ktore je menej stabilne. Tak pri prechode od izotopu 92
235&r Ek izotopu 92 sa bariera stiepenia Ek zmensi a stredna vazbova energia neutronu envzrastie
natol’ko, ze prevysi barieru stiepenia. Preto z izotopov uranu povazujeme za stiepny material len
23592 U
3.1.1 Spontanne stiepenie
Podrobnym studiom procesu stiepenia fazkych jadier bolo v roku 1940 Petrzakom a
Florovom experimentalne zistene samovol’ne, niam zvonku nevyzvane, stiepenie jadier fazkych
230 Th 260prvkov v sirokom rozmedz^ od 90 (Torium) az po 104 (Kurcatovium) s polcasom
premeny Tsf od 1018 rokov az po 380 ms. Spontanne stiepenie predstavuje proces rozpadu jadier
na dva fazke fragmenty bez dodania stiepiacemu sa jadru energie zvonku. Fragmenty
vznikajuce pri spontannom stiepern prenikaju „barierou stiepenia" tunelovym efektom
vid.obr.3.2, podobne ako pria rozpade. Energia vzbudenia v tomto pripade je mensia ako Ek,
pri com produkty stiepenia z^skavaju energiu vo vnutri stiepiaceho sa jadra procesom fluktuacie
energie
Z2Pravdepodobnosf spontanneho stiepenia zav^ od parametra stiepenia — alebo od
Z2vel’kosti aktivacnej energie Ek. S rastucim —, respekrivne klesajucou hodnotou Ek, rastie
A
pravdepodobnosf spontanneho stiepenia. Hodnoty polcasov rozpadu a rozpadovych konstant
spontanneho stiepenia vybranych izotopov su uvedene v tabul’ke 3.1. Indexy sf su skratkou
anglickeho termmu spontaneous fission.
Pri spontannom stiepern vznikaju podobne produkty ako pri stiepern fazkych jadier tepelnymi
neutronmi. V jadrovom reaktore VVER 440 je zavezene 42 t UO2 s priemernym obohatemm
2,4% izotopom 235U. V akrivnej zone prvykrat spusfaneho reaktora nastane »2,5.105
spontannych stiepern kazdu sekundu. Neutrony, takto vznikajuce, sa vyuzivaju pri spusfam
reaktora.
- 33 -
Charakteristiky spontanneho stiepenia Tabul’ka 3.1
Jadro Polcas spontanneho stiepenia Tsf
[rok]
Rozpadova konstanta spontanneho stiepenia
Kf [s-1]
232Th 1.1018 2,196.10-26
1.1015 2,196.10-23
^34U 1.1016 2,196.10-24
235U 1,8.1017 1,22.10-25
237U 1.1016 2,196.10-24
■^U 8,0.1015 2,745.10-24
1.1014 2,196.10-22
239Pu 5,5.1015 1,21.10-22
241Pu 1.1011 2,196.10-19
242Cm 7,2.106 3,05.10-15
253Es 7,0.105 3,14.10-14
256Fm 3,5 hod 5,5.10-5
3.2 Energia stiepenia
Energiu Q, ktora sa uvol’nuje pri stiepern, urame z rozdielu hmotnostf vychodiskoveho jadra
M a produktov stiepenia (M1 a M 2) :
Q = (M1 + M 2 — M )c2 (3.5)
Hmotnosf jadra mozeme vyjadrif ako
M = Z .mp + (A — Z).mn — e .A (3.6)
kde mP a mn su hmotnosti protonu a neutronu, e je stredna vazbova energia nukleonu v
jadre.
Dosadime posledny vzfah do vyrazu pre energiu stiepenia a dostaneme
Q = e 1.A1 +e 2.A2 —e. A = A.(e —e) (3.7)
kde e =Aj.e 1 + A2 .e 2
A je stredna vazbova energia nukleonu v jadre produktov stiepenia.
- 34 -
Pretoze stredna vazbova energiae produktov stiepenia je zhruba o 0.8 MeV vacsia ako
stredna vazbova energia e uranu, mozeme priblizne urcif vel’kosf uvol’nenej energie v jednom
akte stiepenia.
Q = A(e —e) = 236.0,8 = 188MeV(3.8)
V d’alsom budeme predpokladaf, ze sa v priemere na jeden akt stiepenia uvol'rn zaokruhlene
200 MeV. Pri stiepen vznikajuce produkty stiepenia odnasaju celu energiu uvol’nenu pri
stiepern. Energiu stiepenia si potom mozeme predstavif ako kineticku energiu produktov
stiepenia Qf a energiu radioakUvnych premien produktov stiepenia Qp. RadioakUvnou
premenou produktov stiepenia rozumieme: rozpad b , vyziarenie neutronov a sprievodne
ziarenia gama.
Energia uvol’nena pri stiepen sa rozdel^ takto :
Kineticka energia produktov stiepenia Qf 160 MeV
energia radioakUvnych premien Qb = 40 MeV
z toho :
energia odnasana beta casticami 8 MeV
energia odnasana fotonmi gama 15 MeV
energia odnasana neutronmi 7 MeV
energia odnasana antineutrmami 10 MeV
Spolu 200 MeV
Pretoze produkty stiepenia su jadra z prostriedku periodickej sustavy prvkov, ktorych
elektricky naboj je vefky, bude strata ich kinetickej energie na jednotku dlzky vel’mi vefka. V
priemere odovzdaju produkty stiepenia celu svoju kineticku energiu prostrediu, v ktorom sa
pohybuju na drahe rovnajucej sa radovo 10-6 m. Neutrony, castice beta a fotony gama su tiez
pohltene v blizkosti miesta, kde nastalo stiepenie. Preto pri urcovan^ vykonu reaktora
predpokladame, ze vsetka energia (znizena o energiu odnasanu antineutr^nami), ktora sa pri
stiepern uvol’rn, premem sa na tepelnu energiu v objeme, v ktorom stiepenie nastava, t.j. v
jadrovom reaktore.
- 35 -
3.3 Produkty stiepenia
Z analyzy procesu stiepenia jadier pomocou kvapkoveho modelu jadra vyplyva, ze jadro sa
rozdeli na dve rovnake casti. Experimentalne vsak tento zaver nebol potvrdeny. Pri stiepen
izotopu 235U tepelnymi neutronmi sa experimentalne zistilo, ze najpravdepodobnj pomer
hmotnostnych a atomovych asel jadier vznikajucich pri stiepern (fragmentov) je 2:3. Tazsi z
fragmentov oznackme MT(ZT,AT) a l’ahS^ ML(ZL,AL). Rozoberieme stiepenie 235U tepelnymi
neutronmi. Tercove jadro 235U zachytf neutron, v dosledku coho vznikne 236U a toto jadro sa
rozstiepi, ak je splnena podmienka (3.1). Jadrovu reakciu zapis eme takto :
235+1=AT+AL
92 +0=ZT+ZL (3.9)
Pouzitfm podmienok AL/AT=2/3 a ZL/ZT=2/3 urame pomocou vzfahu (3.9) hodnoty:
AT=142 AL=94
ZT= 55 ZL=37
14255 Cs
stabilny izotop1553Cs 94
37 Rb 87stabilne izotopy 37
Rb 8537 Rb
Pocet neutronov v kazdom z fragmentov je potom :
NT=AT-ZT=87 a NL=AL-ZL=57
Analyzou sme zistili, ze vzniknute jadra maju podstatne viac neutronov ako protonov. Jadra,
ktore maju nadbytok neutronov, su nestabilne, podliehaju casovym zmenam veducim k znizeniu
nepomeru medzi neutronmi a protonmi. Inymi slovami jadra takymto sposobom zvysuju svoju
stabilitu.
Prvy z jadrovych procesov, v dosledku ktoreho sa znizi prebytok neutronov je priame
vyziarenie celoc^selneho poctu neutronov, ktore sprevadza ziarenie gama. Priemerny pocet
okamzitych neutronov Vf vznikajucich pri stiepern zavisi od hmotnostneho c^sla stiepiaceho sa
prvku a od velkosti kinetickej energie bombardujuceho neutronu.
Nove jadra nie su stabilne, maju este stale nadbytok neutronov, ale ich energia vzbudenia je
mensia ako vazbova energia neutronu, preto dalsie znizovanie ich nadbytku je mozne len
postupnym rozpadom b-, az vznikne stabilne jadro. Tak napr. v dosledku stiepenia 235U a
135 Tevyziarenia okamzitych neutronov vznika s 5.6% pravdepodobnosfou izotop 52 , ktory sa
rozpada b- rozpadom takto :
- 36 -
(3.10)
19s 6,57h 9,14h 2,3.106r
135^Na konci rozpadoveho ret’azca sa nachadza izotop 56 , ktory je stabilny. Ako sme uz
konstatovali, pri stiepeni 235U tepelnymi neutronmi vznikaju fragmenty s asymetricky rozlozenymi
hmotnostnymi a atomovymi cislami. Podrobnym studiom stiepenia 235U sa zistilo, ze
pravdepodobnost’ asymetrickeho stiepenia je 600-krat vacsia ako pravdepodobnost’
symetrickeho stiepenia (kde oba fragmenty maju rovnaku hmotnost’).
Na obr.3.4 je znazorneny vyt’azok produktov stiepenia 235U v zavislosti od hmotnostneho
cfsla. Na obrazku su zrejme dve maxima, jedno pri AL= 90-100 a druhe pri AT= 135 -145.
Obr.3.4: Vytazok produktov stiepenia v zavislosti od hmotnostneho cfsla A
Okrem stiepenia 235U pozorujeme asymetricke stiepenie aj ostatnych t’azkych prvkov
pocfnajuc 2f0Th az po transurany 2HPu.a ™\Pu .
Pri stiepeni 235U vznika 62 roznych priamych fragmentov, ktore sa v dosledku svojej
nestability rozpadaju. V priemere sa tieto jadra stavaju stabilne po 2-3 postupnych rozpadoch (3-.
V aktfvnej zone pracujuceho jadroveho reaktora pozorujeme takto okolo 200 roznych izotopov,
ktore su radioaktfvne. Preto "vyhorene" palivove clanky vybrate z reaktora ukladame do
specialne pripravenych bazenov. V tychto tzv. vymieracfch priestoroch aktivita vyhoreneho
paliva postupne klesa az na hodnotu, ked mozno palivo previezt’ v prepravnych kontajneroch do
spracovatel’skeho zavodu.
-37-
4 Neutrony v procese stiepenia
Fragmenty stiepenia obsahuju v pociatocnej faze vel’ke rmnozstvo neutronov, preto su tieto
jadra nestabilne. Ich prechod do stabilnejsieho stavu je sprevadzany vymrstemm jedneho,
dvoch alebo viacerych neutronov. Doha vzniku takychto neutronov, ktora uplynie od vzniku
fragrmentov, je radovo 10"14 az 10"12 s. Vzhl’adom na dobu vzniku tieto nazyvame okamzite
neutrony.
4.1 Okamzite neutrony
Energia okamzitych neutronov sa pohybuje v rozmedzf od 10 MeV do 0,0253 eV. Rozlozenie
mnozstva neutronov v zavislosti od ich energie sa nazyva spektrom neutronov stiepenia a je
vyjadrene empiricky vzt’ahom:
n( E ) = c.e"Esinh V2E (4.1)
E - kineticka energia neutronov c - konstanta
Najpravdepodobnejsia energia okamzitych neutronov je rovna priblizne 0,8 MeV. St red n a
energia okamzitych neutronov je E = 2 MeV.
Energia neutronov, (MeV)
Obr.4.1: Spektrum neutronov stiepenia
-38-
Okamzite neutrony su generovane dcerskymi jadrami. Kazde z tychto jadier moze uvol'nit'
jeden, dva alebo viac okamzitych neutronov. V priemere pripada na jeden akt stiepenia Vf
okamzitych neutronov.
Hodnota vf sa merni v zavislosti od stiepneho materialu a energie neutronov (EnT vfT), ktore
stiepenie vyvolali t.j. Vf = f ( A, En ).
Napnklad :
235U v -jr = 2,42 ± 0,1 v -jj = 2,63
239Pu v = 2,87 v j = 3,12
238U v ^ = 0 v j = 2,67,
kde indexy ft a ff oznacuju sredny pocet neutronov zo stiepenia s tepelnymi a rychlymi
neutronmi.
4.2 Oneskorene neutrony
Oneskorene neutrony vznikaju az po uplynuU niekol’kych stotm sekundy, az do niekol’kych
desiatok sekund od stiepenia. Mechanizmus ich vzniku je znazorneny na obr.4.2.
Dcerske jadra, ktore vznikaju po stiepern zlozeneho jadra, su nestabilne a rozpadaju sa b-
rozpadom. Jadra, ktore takto vzniknu, mozu byt’ vo vzbudenom stave, energia vzbudenia vsak
bude nizs ia ako povodneho fragmentu. Pritom energia vzbudenia moze byt vacsia ako vazbova
energia neutronu v novom jadre. Pri splneni tychto podmienok nastane vyziarenie neutronu
v casovom useku radovo 10-12 s, pricom jadro prejde do zakladneho stavu, stane sa teda
stabilnym.
- 39 -
87Br (55s)
87Kr2,6 MeV
8 MeV
87Kr
87Rb
87Rb
86Kr
Obr.4.2: Mechanizmus vzniku oneskorenych neutronov s T = 55,6 s.
Konkretnym prikladom je rozpadovy rad uvedeny na obr.4.2. Ako priamy produkt stiepenia
vznika jadro bromu 8Br ktore je nestabilne a rozpada sa b- rozpadom. Po rozpade vznika
izotop kryptonu 36Kr s energiou na niektorej vzbudenej hladine, v zavislosti od rozdelenia
energie reakcie medzi elektron (beta caticu) a antineutrrno. Tento izotop kryptonu ma v jadre 36
protonov a 51 neutronov. Pat’desiaty prvy netron ma vazbovu energiu iba 5,1 MeV. Ak beta
87 Br 87 Krrozpadom prekurzoru 35 vznikne 36 na vzbudenej hladine 5,4 MeV, toto jadro sa zbavi
prebytku energie vyziaremm neutrona s kinetickou energiou 300 keV.
Takto vzniknute neutrony su oneskorene vzhl’adom na okamih stiepenia o dobu zivota
prekurzoru materskeho jadra. Mozeme povedat', ze doba, za ktoru vznikne oneskoreny neutron,
je rovna dobe zivota jadra prekurzoru, z ktoreho vniklo vzbudene materske jadro, ktore
emitovalo neutron. Podl’a doby, za ktoru tieto neutrony vznikaju, boli oneskorene neutrony
rozdelene do siestich skupm, parametre jednotlivych skupm oneskorenych neutronov su
uvedene v tabul’ke 4.1. Kazda zo skupm je charakteristicka dobou vzniku (polcasom doby
vzniku) Ti, a relatfvnym mnozstvom oneskorenych neutronov (podielom oneskorenych
neutronov) bi, ktore su definovane nasledovne :
- 40 -
b mnozstvo oneskorenych neutronov i - tej skupiny1 mnozstvo okamzitych + oneskorenych neutronov vsetkych skupm
b_i b,
i (4.2)
Celkovy podiel oneskorenych neutronov zavisi od pouziteho stiepneho materialu a vel’mi
slabo od energie neutronov, ktore stiepenie vyvolali. Pre jednotlive stiepne materialy ako su
233U, 235U, 239Pu a 241Pu sa podiel oneskorenych neutronov rovna:
b3 = 0,0021, b5 = 0,0064, b9 = 0,0021,b1 = 0,0051.
Celkova doba oneskorenia tychto neutronov zav^ od pouziteho stiepneho materialu a je
vyjadrena sumou:
lb,t,,_1
Ak stiepnym izotopom je 235U, bude sa
Sb,t,5
_1
_ 0.0942^.
(4.3)
(4.4)
Poznamenavame, ze index vpravo hore u hranatej zatvorky, vyjadruje pnslusnost’ uvadzanej
veliciny k uvedenemu izotopu uranu. Pre vybrane stiepne izotopy je v tabul’ke 4.1 uvedene
rozdelenie podiel’u a energie oneskorenych neutronov podl’a jednotlivych skupm.
- 41 -
Podiel oneskorenych neutronov pod fa skupm pre vybrane izotopy Tabul’ka 4.1
Skupina
Polcaspremeny
T (s)
Rozpadovakonstanta.1 (s-1)
233U 235U 238U 239Pu Kinetickaenergia(keV)
1 55.6 0.0125 0.000224 0.000215 0.0002 0.00021 250
2 22.7 0.0305 0.000777 0.001424 0.0022 0.00182 460
3 6.22 0.1114 0.000655 0.001274 0.0025 0.00129 405
4 2.30 0.3014 0.000723 0.002568 0.0061 0.00199 450
5 0.61 1.1363 0.000133 0.000748 0.0035 0.00052 410
6 0.23 3.0137 0.000088 0.000273 0.0012 0.00027 -
Spolu - - 0.0026 0.0065 0.0157 0.00200 -
4.3 Merna hustota jadier v latke
Pocet jadier N daneho prvku v jednotke objemu (1 cm3) urcime pomocou definicie
Avogadrovho cisla nasledovne
N = ^ g (4.5)A
kde
Na je Avogadrovo cislo (6,023.1023 atomov/ mol)
A - atomova hmotnost’- molova hmotnost’
g - merna hmotnost’
Pre chemicku zluceninu o molekulovej hmotnosti "M” vypocitame mernu hustotu jadier i-tej
zlozky nasledovne
N = Na g v 1 (4.6)1 M 1
kde M je molekulova hmotnost
- 42 -
g - merna hmotnosf zmesi
ni - pocet atomov i-tej zlozky v jednej molekule ( moze tiez udavaf objemovy, alebo
hmotnostny diel).
4.4 Ucinny prierez interakcie neutronov
Ak sa na jednotkovej ploche (napr. 1 cm2) nachadza jedno tercove jadro a touto plochou
prechadza hustota toku neutronov j = 1, pravdepodobnosf s akou neutron bude interagovaf s
tercovym jadrom je rovna mikroskopickemu ucinnemu prierezu interakcie. Oznacujeme ho c a
udava sa v jednotkach plochy (cm2), alebo zmensenych jednotkach “barn”, 1 barn = 10-28 m2.
Podl’a druhu interakcie hovorime o:
ca - mikroskopickom ucinnom priereze absorpcie
as - mikroskopickom ucinnom priereze rozptylu
ct - uplnom mikroskopickom ucinnom priereze
Uplny alebo tiez celkovy, mikroskopicky ucinny prierez sa rovna suctu vsetkych
ucinnych prierezov charakterizujucich interakciu neutronov s latkou, je teda rovny
Ct = Ca + Cs (4.7)
4.4.1 Makroskopicky ucinny prierez
Makroskopicky ucinny prierez predstavuje sucet mikroskopickych ucinnych prierezov jadier
nachadzajucich sa v jednotke objemu. Ak sa jedna o jeden druh jadier, potom pre dany druh
interakcie sa makroskopicky prierez urc pomocou vzfahu
M II (4.8)
St = Sa + Ss (4.9)
Stredna volna draha neutronu medzi dvomi zrazkami l je rovna obratenej hodnote
makroskopickeho ucinneho prierezu 1/S. Na zaklade uvedeneho mozeme makroskopicky
ucinny prierez interpretovaf ako priemerny pocet zrazok ktore neutron prekona pri prejdem
vzdialenosti 1 m (cm).
- 43 -
4.4.2 Zavislost’ mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie od energie
Vel’kost’ mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie zavisi od tercove] latky
charakterizovanej hmotnostnym cislom a od energie neutronov.
Tak napriklad energeticka zavislost’ aa ( E) pre 235 U znazornene na obrazku 4.3 sa vyrazne
menf v zavislosti na energii interagujucich neutronov. V zavislosti od energie neutronov
pozorujeme na obr. 4.3 tri oblasti.
I>r4n 233
Entrain [Mf|
Obr.4.3 Energeticka zavislost mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie fazkych jadier
Prva, nachadzajuca sa v oblasti energii do 1 eV sa nazyva tepelnou oblast’ou. Tu s rastucou
energiou postupne klesa hodnota mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie. Zmenu
mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie tu mozeme vyjadrit’ vzt’ahom
o,,(£).- (4.10)V
Kde a je konstanta a v je absolutna hodnota rychlosti neutronov.
Tuto cast’energetickej zavislosti oa(E) nazyva me oblast’ou tepelnych neutronov.
Druha oblast’ sa vyznacuje vyraznou zmenou hodnoty mikroskopickeho prierezu absorpcie
vzavislosti od energie. Zavislost’ aa(E) sa podoba rezonancnym javom znamym napriklad v
teorii elektrickych obvodov. Tu sa hodnota ucinneho prierezu meni v zavislosti od toho ci po
zachyte neutronu vznikne nove jadro s energiou urcenou kvantovo mechanicky alebo vysledna
energia jadra ma nadobudnut’ inu ateda zakazanu hodnotu. Energia noveho jadra po zachyte
- 44 -
neutronu bude vyssia od hodnoty energie tercoveho jadra o vazbovu energiu neutronu v novom
jadre a kineticku energiu neutronu. Priemerna hodnota vazbovej energie neutronu v t’azkom
jadre je ~ 7,5 MeV. Jadro vzniknute zachytom neutronu bude mat energiu aspon o 7,5 MeV
vacsiu ako tercove jadro. V tejto oblasti energii maju tazke jadra vzbudene hladiny. Jadro sa na
vzbudenej hladine bude nachadzat iba najnutnejsiu dobu po uplynuti ktorej, odovzda cast
energie okoliu napnklad vo forme elektromagnetickeho ziarenia. Na zaklade Heisenbergovho
vztahu neurcitosti D E D t = h , mozno konstatovat, ze kazda vzbudena hladina ma svoju s^rku.
Zo vztahu d’alej plat^, ze s rastom energie vzbudenia (stav je neprirodzenejsi preto D t klesa)
rastie aj sirka energetickej hladiny. Z kvantovej mechaniky vieme, ze vzdialenost stredov
vzbudenych hlad^n s rastom energie klesa. Preto od urcitej energie sa vzbudene hladiny
prekryvaju.
E1
< * i ►<1j ►
<--------$-
k DE
en
Tercove jadro Zlozene jadro
Obr. 4.4 Energeticke hladiny zlozeneho jadra
Tak v zavislosti od kinetickej energie neutronu sa mem energia zlozeneho jadra, preto
v rozmedzi energi^ 1 eV az 10 keV na zavislosti sa(E) pozorujeme vyrazne maxima striedajuce
sa s minimalnymi hodnotami ucinneho prierezu. Ak po zachyte neutronu tercovym jadrom
vznikne nove jadro s energiou zodpovedajucou jednej zo vzbudenych hladrn bude to stav ktory
vznikne z vefkou pravdepodobnostou, co vyjadruje vel’ka hodnota ucinneho prierezu. Ak po
zachyte neutrona tercovym jadrom ma vzniknut nove jadro s energiou neodpovedajucou
- 45 -
niektorej so vzbudenych hladin takyto energeticky stav je nepravdepodobny, co sa prejavi
prudkym zrnzernm ucinneho prierezu na rnzku az nulovu hodnotu. Uvedene je zrejme z obrazku
4.4. Po zvysern energie nad 10 keV rezonancny charakter priebehu - sa (E) zanika, nakol’ko sa
vzbudene hladiny prekryvaju.
Tretia oblast na zavislosti sa(E) sa vyznacuje rnzkou a slabo meniacou sa hodnotou
mikroskopickeho ucinneho prierezu absorpcie. Tento zaver platf pre vsetky jadra lahke i tazke
t.j. v tejto oblasti nemame jadra ktore by silne absorbovali neutrony. Vzhl'adom na energiu
neutronov sa tato cast zavislosti sa (E) nazyva oblastou rychlych neutronov.
4.5 Stiepna ret’azova reakcia
Z predosleho vieme, ze pri stiepern jadier tazkych prvkov vznikaju viac ako dva nove
neutrony na kazde rozstiepene jadro. Tym vznika moznost vytvorit, vhodnou kombinaciou
stiepneho materialu, moderatora (sluzi na spomalenie neutronov), chladiva, konstrukcneho
materialu a geometrickeho tvaru a rozmerov, stiepnu sustavu, v ktorej bude prebiehat
kontrolovana stiepna retazova reakcia. Stiepna sustava je charakterizovana parametrom, ktory
odraza nasobiace vlastnosti prostredia, preto ho nazyvame multiplikacnym koeficientom a
oznacujeme ho k. Tepelne neutrony stiepia jadra 235U, pricom sa uvol’nuje energia a rychle
neutro ny.
Produkty stiepenia odovzdavaju svoju kineticku energiu prostrediu, am rastie jeho teplota.
Rychle neutrony vnikaju do moderatora, tu sa spomalia a ako tepelne sa vracaju spat do paliva,
aby tam vyvolali d’alsie stiepenie jadier 235U. Takto sluzia palivove clanky ako zdroj tepla a
rychlych neutronov, a moderator ako zdroj tepelnych neutronov. Retazovu reakciu stiepenia
charakterizuje parameter akUvnej zony ke„ -efektfvny multiplikacny koeficient, ktory podrobne
rozoberieme v d’alsej casti tejto kapitoly. Hodnotu ke„ mozeme ovplyvnovat zmenou obsahu
absorbatorov v aktfvnej zone, naco nam sluzia regulacne tyce. Riadime tak retazovu reakciu
stiepenia v aktivnej zone. Material, ktory obsahuju palivove clanky, sa nazyva jadrovym palivom.
Pre tepelne reaktory sa pouziva hlavne uran ako jadrove palivo v roznych formach, ako su:
kovova, oxidova, nitridova a karbidova. Ako obalka palivovych prutikov sa pouzivaju materialy,
ktore vel’mi slabo pohlcuju neutrony a su dostatocne odolne voci ucinkom radiacneho
poskodenia, ako aj proti chemickej agresivite chladiva. V tepelnych reaktoroch su to zliatiny
hlirnka a horaka ako aj zliatiny zirkonu s niobom. Chladivo, ktore sa pouziva v tepelnych
reaktoroch moze byt :
a) plynne - oxid uhlicity, helium, vodna para
- 46 -
b) kvapalne - lahka voda, tazka voda, organicke latky
Moderator je latka ktora ucinne spomaluje neutrony. Moderatory byvaju:
a) tuhe - grafit, berylium, oxid berylia
b) kvapalne - lahka voda, tazka voda
4.6 Multiplikacny koeficient
Prostredie v ktorom budeme vysetrovat multiplikacny koeficient, je velke, takze unik
neutronov z tohoto prostredia je zanedbatelne maly. Prostredie tvori kombinacia moderatora a
stiepneho materialu. Bez predbezneho skumania uvazujme, ze N0 rychlych neutronov je
pohltenych v stiepnom materiale. Pretoze energia tychto neutronov je vyssia ako je prah
stiepenia uranu 238U, cast tychto neutronov vyvola stiepenie jadier 238U, am sa zvaCS^ pocet
rychlych neutronov e-krat. "e" nazyvame multiplikacny koeficient rozmnozenia na rychlych
neutronoch a pod la defirncie predstavuje : pomer poctu rychlych neutronov vznikajucich v
dosledku stiepenia 238U a 235U k poctu rychlych neutronov vznikajucich v dosledku stiepenia
235U. Ak stiepnym materialom je prirodny uran, potom e=1,03, co je jeho maximalna hodnota.
Pre cisty 235U sa e=1. Teda po absorpcii N0 rychlych neutronov v stiepnom materiale mame
celkovo N0.e novych rychlych neutronov. Takyto pocet neutronov zacne spomalovanie. K
znizovaniu energie neutronov dochadza v dosledku ich zrazok s jadrami moderatora. V procese
spomalovania sa znizi energia neutronov z E0=2MeV (stredna energia okamzitych neutronov
vznikajucich pri stiepern) na Et=0.0253 eV, co je energia tepelneho pohybu atomov daneho
prostredia pri teplote 20oC. Nie vsetky neutrony, ktore zacali spomalovanie sa vsak stanu
tepelnymi, pretoze ich urcitu cast pohltia jadra 238U v rezonancnej oblasti (1 eV az 10 keV).Takto
absorbovane neutrony nemozu vyvolat stiepenie jadier 238U preto, ze ich energia je mensia ako
prah stiepenia 238U (1,1 MeV). Z uvedeneho dovodu sa absorpcia neutronov jadrami 238U v
rezonancnej oblasti nepriaznivo prejavi na bilancii neutronov. Ubytok neutronov v procese
spomalovania charakterizuje pravdepodobnost uniku rezonancnemu zachyteniu p.
Pravdepodobnost uniku rezonancnemu zachyteniu je dana pomerom poctu neutronov, ktore
dosiahli tepelnu oblast k poctu neutronov, ktore zacali spomalovanie. Pravdepodobnost uniku
rezonancnemu zachyteniu ma svoju najvacsiu hodnotu tam, kde je nulova koncentracia 238U, t.j.
v cistom 235U. S rastom koncentracie 238U klesa postupne jej hodnota.
- 47 -
U=n+ U
Obr.4.5: Bilancia neutronov v aktivnej zone.
V nasom prfpade spomal’ovanie zacalo N0.£ rychlych neutronov, tepelnu oblast’ dosiahlo iba
N0.£.p neutronov. Pretoze nase prostredie je nekonecne vel’ke, budu vsetky neutrony, ktore sa
stall tepelnymi, absorbovane materialmi aktivnej zony. To znamena, ze cast’ tepelnych
neutronov bude absorbovana stiepnym materialom, cast’ moderatorom a ostatne konstrukcnymi
materialmi. Nas zaujfma, aka cast’ tychto neutronov bude absorbovana jadrami 235U, lebo len tak
urcfme, ake mnozstvo novych neutronov vznikne v dosledku stiepenia t’azkych jadier v stiepnom
prostredf. Podiel neutronov absorbovanych jadrami 235U vyjadruje koeficient tepelneho vyuzitia
neutronov f. Tento koeficient je definovany ako pomer poctu tepelnych neutronov
absorbovanych jadrami 235U k celkovemu poctu absorbovanych tepelnych neutronov. Potom z
celkoveho mnozstva tepelnych neutronov N0.£.p je jadrami 235U absorbovanych N0.£.p.f
neutronov.
Nie vsetky neutrony absorbovane jadrami 235U sposobia ich stiepenia, lebo cast’ tychto
neutronov je zachytena radiacne, v dosledku coho vznikne 236U a zvysok absorbovanych
neutronov vyvola stiepenie jadier 235U. Vieme, ze mikroskopicky ucinny prierez absorpcie oa v
-48-
235U sa rovna suctu mikroskopickych ucinnych prierezov radiacneho zachytenia or a stiepenia of.
Pravdepodobnosf, s akou nastane stiepenie 235U pri jednom akte zachytu tepelneho neutronu
tymto jadrom, je dana pomerom mikroskopickeho ucinneho prierezu stiepenia Of k
mikroskopickemu ucinnemu prierezu absorpcie Oa. Pravdepodobnosf stiepenia mozeme vyjadrit’
aj ako pomer prislusnych makroskopickych ucinnych prierezov. V dosledku absorpcie N0.e.p.f
tepelnych neutronov jadrami 235U nastane N0.e.p.f. Sa stiepem. V kazdom akte stiepenia 235U
vznikne v priemere vf novych rychlych neutronov s energiou 2 MeV. Ak teraz vynasobmne
mnozstvo stiepern vyvolanych tepelnymi neutronmi strednym poctom okamzitych neutronov
vznikajucich v jednom akte stiepenia, dostaneme mnozstvo rychlych neutronov noveho
S f S fpokolenia Nj.e.p.f.^-.Vf. Sucin pravdepodobnosf stiepenia —- a stredneho poctu okamzitych
Sa Sa
neutronov na jedno stiepenie Vf nazyvame regeneracnym koeficientom h. Teda :
h = Vf .S
S(4.11)
Mnozstvo rychlych neutronov noveho pokolenia vyjadrene pomocou regeneracneho
koeficientu zapiseme takto :
N0.e.p.f.h (4.12)
Multiplikacny koeficient "k” je definovany ako pomer poctu neutronov v n-tej generacii k poctu
neutronov v (n-1)-vej generacii. V nasom pripade bolo v (n-1)-vej generacii N0 rychlych
neutronov a v n- tej generacii je N0.e.p.f.h rychlych neutronov, potom v nasom pripade bude "k”
dane :
k N o.e.
Po uprave :
k^ =e. p.fh
(4.13)
(4.14)
Vzfah 4.14 vyjadruje multiplikacny koeficient v nekonecne vel’kej sustave, preto ho nazyvame
multiplikacnym koeficientom pre nekonecne vel’ke prostredie a oznacujeme ho k¥.
Zo sustavy konecnych rozmerov existuje unik tak spomal’ujucich sa, ako aj tepelnych
neutronov. Oznaame Ps pravdepodobnosf, ze neutrony neuniknu zo sustavy konecnych
- 49 -
rozmerov v procese spomal’ovania a Pf pravdepodobnosf, ze neutrony neuniknu zo sustavy
konecnych rozmerov v procese difuzie. Sucin obidvoch pravdepodobnosf urcuje
pravdepodobnosf, ze neutrony neuniknu zo sustavy, ktoru oznacujeme P, potom
P = Ps . Pf (4.15)
Multiplikacny koeficient keff pre sustavu konecnych rozmerov je potom dany vzfahom:
keff = k¥. P (4.16)
Op^sany proces je schematicky znazorneny na obr.4.3.
4.6.1 Reaktivita a jej jednotky
Reaktivita stiepneho systemu udava relafvnu zmenu keff od jednej, tj. od kritickeho stavu:
P =keff ~1
keff(4.17)
Obecne sa reaktivita stiepneho systemu v priebehu prevadzky mem v dosledku zmeny
obsahu stiepneho materialu v systeme ale aj v zavislosti od zmeny fyzikalnych vlastnosti
prostredia vyvolanych napr. zmenou teploty ci usporiadania a pod.
Z defimcie reaktivity vyplyva bezrozmernosf jej hodnoty. Jedna sa o velicinu vyjadrenu
hodnotami vefmi malo sa lisiacimi od nuly. V praxi sa preto casto pouzivaju vyjadrenia reaktivity
v percentach, dolaroch, centoch, pcm a pod. Ucelom tychto „jednotiek" je zvacsenie C^selnej
hodnoty s ktorou je prirodzenejsie narabaf pri prevadzke reaktora. V d’alsom uvedieme niektore
casto pouz ̂vane jednotky reaktivity.
a. Reaktivita v dolaroch
V reaktorovej technike sa jednotka reaktivity dolar casto pouzi va najma pri meram reaktivity
napriklad metodou padu tyce (Rod Drop), ci meram pomocou reaktimera a pod. Lubovol’nu
reaktivitu mozeme vyjadrif v dolaroch ako podiel reaktivity v absolutnej hodnote k efekfvnemu
podielu oneskorenych neutronov, tj. plat^:
P($) = P (4.18)
Absolutnu hodnotu reaktivity dostaneme, ak reaktivitu v dolaroch vynasobime efekt^vnym
podielom oneskorenych neutronov:
P=P($ ).Peff (4.19)
- 50 -
b. Reaktivitu v centoch urame pomocou vzfahu
P(0) =b«
100P (4.20)
c. Reaktivita v percentach je urcena vzfahom
P(%) = p 100 (4.21)
d. Reaktivita v pcm (percent mili rho) je bezne pouz^vanou jednotkou reaktivity najma
v USA. Reaktivitu v pcm vyjadruje vzfah
p( pcm) = p 105 (4.22)
kde reaktivita je v absolutnej hodnote. Prepocet reaktivity z pcm na dolare je mozne
urobif pomocou nasledovneho vzfahu
P(pcm)
beff 10(4.23)
4.7 Casova zavislost’ poctu neutronov v stiepnom prostredl
V stiepnom systeme, akym je aj jadrovy reaktor, neutrony vznikajuce pri stiepern sa pohybuju
prostred^, pricom sa zrazaju s jadrami, tym dochadza k ich spomalovaniu, absorpcii alebo
uniknu von zo systemu. Cast’ zachytenych neutronov pritom vyvola nove stiepenie s naslednou
produkciou noveho pokolenia neutronov. Neutrony, ktore vznikaju v postupnom stiepen^,
charakterizuje doba zivota jedneho pokolenia neutronov l . V reaktore, kde hustota neutronov
dosahuje 1015 m"3, ma vyznam hovorif o strednej dobe zivota neutronov, preto l chapeme ako
strednu hodnotu velkeho poctu postupne vznikajucich generaci^ neutronov. V tlakovodnych
reaktoroch ma stredna doba zivota neutronov hodnotu 2.10"5 az 5.10"5 s, v zavislosti od
mnozstva zavezeneho paliva. To znamena, ze v jadrovom reaktore kazdu sekundu zanikne od
1,4.104 do 3,5.104 generaci^ neutronov. Multiplikacny koeficient teda udava priemerny pocet
neutronov, ktore dostaneme na konci kazdej generacie vztiahnute na jeden povodny neutron.
Hodnota k -1 udava pnrastok alebo ubytok neutronov za dobu jednej generacie vztiahnute na
jeden neutron. Ak je v stiepnej sustave hustota neutronov n a stredna doba zivota jednej
generacie neutronov l , potom je casovy priebeh n(t) urcovany vzfahom
) k -1 1
»(f) (4.24)
- 51 -
Predpokladajme, ze v case t=0, ked’ doslo k zmene multiplikacneho koeficienta od k =1, bola
hustota neutronov n(0)=n0. Riesenie rovnice (4.24) potom bude maf tvar
n(t) = n0exPk-1
1t (4.25)
Uvedomme si, ze pri hodnote 1 = 5.10"5 s sa bude, aj pri vel’mi malej odchylke k od 1, hustota
neutronov v reaktore vel’mi prudko menif. Ak by pri stiepern vznikali iba okamzite neutrony (1 =
5.10"5 s), nedokazali by sme reaktor riadif. Vieme, ze pri stiepern vznikaju aj oneskorene6
neutrony s dobou oneskorenia ^bt, ktora sa pre 235U rovna 0,0942 s. Potom sa doba zivotai=1
jedneho pokolenia neutronov rovna suctu
1ok +1 on = 5.10-5 + 0,0942 @ 0,1^ (4.26)
Oneskorene neutrony teda podstatne predlzuju strednu dobu zivota neutronov, takze stiepny
proces mozeme spofahlivo riadif.
4.8 Spomal’ovanie neutronov
V kapitole o stiepern jadier sme hovorili, ze pri stiepern fazkych jadier vznikaju rychle
neutrony s E0 = 2 MeV ; tieto prechodom stiepneho prostredia a moderujucou latkou sa ucinne
spomafuju najprv nasledkom nepruzneho rozptylu na energiu »0,1 MeV , nasledne pruznymi
rozptylovymi zrazkami na tepelnu energiu. Rozoberieme si teraz mechanizmus spomafovania
neutronov pruznymi rozptylovymi zrazkami.
Budeme uvazovaf len pruzny rozptyl neutronov v hmotnom prostredi. Proces spomafovania
charakterizuju materialove vlastnosti prostredia, v ktorom sa neutrony pohybuju. Tieto vyjadruju
nasledovne fyzikalne kriteria charakterizujuce moderatory.
4.8.1 Stredny logaritmicky dekrement energie
Na vyjadrenie zmeny energie pri rozptyle neutronov je vel’mi vyhodne zaviesf strednu
hodnotu logaritmu podielu energie neutronu pred a po rozptylovej zrazke. Strednu hodnotu
- 52 -
ln — nazyvame strednym logaritmickym dekrementom energie a oznacujeme ho X. Strednu E2
hodnotu logaritmu podielu energii na intervale od E1 do aE1 urame z nasledovneho vzfahu:
X = ln E E2
aE1 e
j ln E P( E2)dE2EE, E2
aE,jp( E;).dE2
E
(4.27)
kde p(E2)dE2 vyjadruje rozdelenie energie neutronov v intervale <E1, aE1>
Integral v menovateli (4.27) sa rovna jednej, pretoze pravdepodobnosf toho, ze
rozptyleny neutron bude maf energiu skutocne v intervale E1 az aE1. Dosadenfm do
(4.27) zfskame:
aE1
x=-jE1
lnE1
EdE2
E1(1 -a)(4.28)
Na riesenie integralu zavedieme substituciu x = EiE1
potom plati:
aE1
x = jE1
, dxln x------1 —a
—1— j ln x.dx 1 -a {
Po integracii obdrzm stredny logaritmicky dekrement energie:
(4.29)
X = —1— [a ln a -a +1] = 1 + a ln a 1-a 1 -a
(4.30)
Po dosadem za a =A -1
vA + XJsa bude X rovnaf:
X = 1 + (AzD! ln A-12A A+1
Pre A > 10 je X dane s dostatocnou presnosfou:
(4.31)
- 53 -
2X
A+23
(4.32)
Z uvedeneho plynie, ak je rozptyl v faziskovej sustave gul’ovo symetricky, potom hodnota
priemerneho logaritmickeho dekrementu energie nie je zavisla od pociatocnej ani od konecnej
energie neutronu ; zav^ iba od hmotnostneho asla rozptyl’ujuceho atomu.
Priemerny pocet zrazok, ktore potrebuje neutron na to, aby jeho energia klesla z E na E*,
mozeme vyjadrif z podielu:
C =ln
EE *
X(4.33)
Ak mame urcif X pre zmes pozostavajucu z n - komponentov, potom plati nasledovny vyraz:
XS; x,
i =1
I si =1
(4.34)
4.9 Fyzikalne kriteria na posudenie moderatorov
Na material moderatora su kladene rozne, v mnohom protichodne, poziadavky od fyzikalnych
cez ekonomicke az po strategicke (dostupnosf embargovanych latok). V d’alsom posudime
vyber materialu moderatora z fyzikalneho hfadiska. Prvym kriteriom je vlastne stredny
logaritmicky dekrement energie. On udava priemernu hodnotu straty energie na jednu
rozptylovu zrazku v logaritmickych jednotkach. Pre vodik je XH =1, deuterium XD = 0,725 ,
berylium XBe = 0,207 a pre grafit (uhlik) Xc = 0,158 . Z uvedeneho vyplyva, ze najviac energie
neutron strati pri zrazke s jadrom vodika, s rastucou hmotnosfou jadra klesa priemerna strata
energie na jednu zrazku. To znamena, ze materialom moderatora musi byf latka pozostavajuca
z Tahkych prvkov.
4.9.1 Spomal’ovacia schopnost’
Inymi slovami, je priemerny logaritmicky dekrement straty energie nepriamo umerny poctu
zrazok, ktore su priemerne potrebne na to, aby neutron znizil svoju energiu z pociatocnej
- 54 -
(energie neutronov stiepenia E = 2 MeV) na zadanu nizsiu hodnotu energie (napr. tepelnej).
Cim menej zrazok potrebuje neutron na znizenie energie, az na zadanu hodnotu, tym lepsie,
ucinnejsie dana latka neutrony spomaTuje. Ako uz bolo uvedene X je jednou z dolezitych
fyzikalnych charakterisfk moderatora. Avsak nestaa, ze neutron pri zrazke s jadrom prostredia
strati veTku casf energie, je popri tom dolezite, ako intenzwne su neutrony rozptyTovane danym
prostred^, coho mierou je makroskopicky ucinny prierez rozptylu Sg. Sucin X.Ss nazyvame
spomaTovacou schopnosfou.Z fyzikalneho hTadiska spomaTovacia schopnosf udava priemernu
stratu energie neutronu v logaritmickych jednotkach na jednotku dlzky prejdenej neutronom.
SpomaTovacia schopnosf vyjadruje teda intenzitu, s akou dana latka neutrony spomaTuje, jej
rozmer je (m-1).SpomaTovacia schopnosf moderatora tvoreneho zluceninou alebo zmesou latok
sa urc ako sucet spomal’ovadch schopnosf komponentov nasledovne:
X .S; =IX,Si =1
4.9.2 Koeficient spomal’ovania
(4.35)
Idealnym moderatorom je taka latka, ktora neutrony iba rozptyluje a ma veTke X, ale ich vobec
neabsorbuje. Dolezite je poznaf, okrem spomaTovacej schopnosti X.Ss, aj makroskopicky ucinny
prierez absorpcie Sa danej latky, aby sme takto vedeli jednoznacne rozhodnuf, ktory z
materialov je leps^ moderatorom. Koeficientom spomaTovania nazyvame pomer:
S„(4.36)
Z fyzikalneho hTadiska charakterizuje koeficient spomaTovania moderacne vlastnosti
X .S ;prostredia najuplnejsie. frm je koeficient spomaTovania
Svacsi, tym ma dana latka lepsie
moderacne vlastnosti. Pre orientaciu uvedieme hodnoty koeficienta spomaTovania u niektorych
latok. Tazka voda'XrS£
L S a Jao= 2990, oxid berylia
L a JBeO= 255, grafit
XS;L Sa JC
= 184 , Tahka
vodaS.
61,5-lH 2O
- 55 -
4.10 Podkriticke nasobenie
V stiepnej sustave je vonk^ alebo vnutorny zdroj neutronov tvoreny spontannym stiepemm
238U a pri vyhoretom palive aj transuranov pricom je efektfvny multiplikacny koeficient mens ako
jedna keff < 1. V podkritickom energetickom reaktore je zdrojom neutronov spontanne stiepenie
jadier 238U a transuranov. Oznacme vydatnosf uvedeneho zdroja neutronov S. Pod vydatnosfou
zdroja neutronov rozumieme mnozstvo neutronov vznikajucich spontannym stiepemm alebo
prichadzajucich do akUvnej zony z vonkajsieho zdroja za dobu zivota jednej generacie
neutronov L . Predpokladame d’alej, ze vsetkych S neutronov bude absorbovanych v objeme
akUvnej zony. Zachytom uvedeneho mnozstva neutronov v akUvnej zone vznikne v dosledku
stiepenia S keff novych neutronov. V naslednej generacii pribudne k S keff d’alsuch S
neutronov zo spontanneho stiepenia alebo vonkajsieho zdroja. Po uplynuti jednej generacie
neutronov takto v akUvnej zone bude S + Skeff neutronov. Po uplynuti dvoch generacii
neutronov bude ich pocet rovny S + [s + Skeff Jkeff. Nakoniec po uplynuti n generacii neutronov
je pocet neutronov v akUvnej zone mozne vyjadrif nasledovnym vzfahom
N = S[l + keff + klff + klff +.......+ Kff J (4.37)
Suma geometrickeho radu s kvocientom men^m ako jedna je rovna
SN =--------- (4.38)
1 - keff
Hodnota m - teho clena geometrickej postupnosti je rovna
1 - k%Nm = S —(4.39)
1 - keff
Koeficient podkritickiho nasobenia predstavuje velicinu ktora vyjadruje koTko nasobne
narastie pocet neutronov z externeho zdroja v mnozivom prostred^ s keff < 1. Z rovnice (4.37) je
mozne tuto velicinu vyjadrif nasledovne
M =1
1-k(4.40)
Z uvedeneho je zrejme, ze hodnota N sa s priblizovamm k k jednej neustale zvysuje az pri
keff =1 sa blizi k nekonecnu. Podkriticke nasobenie vyuzivame pri spusfam reaktora.
- 56 -
V reaktoroch VVER-440 postupne vyfahujeme absorpcne tyce a znizujeme koncentraciu
kyseliny boritej, cim sposobujeme zvacsovanie hodnoty keef v dosledku coho rastie neutronovy
vykon az reaktor dosiahne kriticky stav. Proces priblizovania reaktora ku kritickemu stavu
mozeme takto spoTahlivo a bezpecne kontrolovaf.
- 57 -
5 Jadrove reaktory
5.1 Rozdelenie jadrovych reaktorov
Z energetickeho hTadiska je jadrovy reaktor generatorom tepla, ktore sa uvol’n uje pri riadenej,
samostatne sa udrzujucej refazovej stiepnej alebo termojadrovej reakcii. Jadrovym reaktorom sa
casto v uzsom slova zmysle rozumie reaktor pracujuci na principe stiepenia jadier fazkych
prvkov. Reaktor, realizujuci exotermicku syntezu Tahkych izotopov sa casto nazyva termojadrovy
reaktor.
Jadrove reaktory mozeme triedif podTa mnohych hl^sk (vid’ tabuTka 5.1). Najddlezitejs^
z nich je sposob ich pouzitia. Jadrove reaktory mozu sluzif pre skolske ucely, pre rozne
vyskumne ucely, pre vyrobu cistych stiepnych materialov (produkcne reaktory), pre pohon lod^
ponoriek, rakiet, pre vyrobu energie vo veTkom mnozstve na danom mieste (stacionarne
energeticke reaktory) a pre rozne ine specialne ucely (transportne energeticke reaktory pre
vyrobu mensich mnozstiev energie, reaktory ako zdroje fotonoveho a neutronoveho ziarenia pre
vyrobu radioizotopov alebo pre chemicku vyrobu latok so specialnymi vlastnosfami).
Stacionarne energeticke reaktory vyrabaju teplo, ktore sa vyuziva bud priamo (pre priemyselne
ucely, odsoTovanie morskej vody, vykurovanie veTkych civilizacnych aglomeracn), alebo sa
transformuje na energiu elektricku. V skutocnosti byvaju jadrove reaktory vacsinou viacucelove a
ich prevadzkou sa sleduje niekoTko cieTov sucasne. Napr. vyroba elektrickej energie a zaroven
aj vyroba novych stiepnych materialov.
Dolezitym hTadiskom pre triedenie jadrovych reaktorov je ich schopnosf zucastnif sa
produkcie jadrove ho paliva. Ak sa jadrovy reaktor na tejto produkcii vobec nepodieTa, ale iba
spaTuje cisty stiepny material, nazyva sa „burner“ (napr. ponorkove reaktory typu PWR na
vysoko obohateny 235U). Ak jadrovy reaktor produkuje novy stiepny material, ale chemicky ineho
druhu ako sam spaTuje, nazyva sa „konvertor“ alebo „pseudobreeder“ . Konvertory spaTuju viac
jadier stiepnych materialov ako vyrabaju novych (napr. stacionarne energeticke reaktory typu
PWR na mierne obohateny 235U vyrabaju 239Pu). Pseudobreedery vyrabaju viac jadier novych
stiepnych materialov ako spaTuju (napr. energeticke reaktory typu MSBR (vid tabuTka 5.2) na
vysoko obohateny 235U a 232Th spaTuju 235U a vyrabaju 233U). „Breedery“ (mnozive reaktory)
produkuju viac jadier novych stiepnych materialov chemicky rovnakeho druhu nez spaTuju
starych (napr. energeticke reaktory typu LMFBR na 239Pu a na 238U spaTuju 239Pu a produkuju
rovnako 239Pu).
- 58 -
Rozdelenie jadrovych reaktorov. TabuTka 5.1.
Charakteristika Druhy
Pouzitie skolske, vyskumne, produkcne, transportne, stacionarne
energeticke, specialne
Pouzity druh exotermickej
jadrovej reakcie
Stiepne, termojadrove
Palivovy cyklus Burnery, konvertory, pseudobreedery, breedery
Energia neutronov Tepelne, nadtepelne, rychle
Usporiadanie akUvnej zony Homogenne, heterogenne
Pocet konstrukcnych
zloziek akUvnej zony
Trojzlozkove, dvojzlozkove, jednozlozkove
Stiepny material 233U, 235U, 239Pu, (241Pu)
Mnozivy material 232Th, 238U, ( 240Pu),
Chemicka vazba stiepneho
alebo mnoziveho materialu
Kov, kysliCn^k, karbid, (nitrid, silicid), fluorid
Moderator C, H2O, D2O, Be, (BeO), organicke zluceniny, (izomericke
polyfenyly, ZrH2
Reflektor C, H2O, D2O, Be, (BeO), organicke zluceniny (izomericke
polyfenyly)
Chladivo CO2, N2, He, NO2, (disociujuce plyny), H2O, D2O, organicke
zluceniny (izomericke polyfenyly), roztavene soli (fluoridy LiF,
BeF2, ZrF4), tekute kovy (Na, K, Hg)
Konstrukcne usporiadanie
reaktora
Tlakova nadoba, tlakove (kanaly) rurky
Koncepcne usporiadanie
chladiacich okruhov
Vonkajsie s chladiacimi sluckami, vnutorne integrovane
v nadobe reaktora
- 59 -
Najdolezitejsou fyzikalnou charakteristikou jadroveho reaktora je energia neutronov,
sposobujucich stiepenie. Ak je tato energia vacsia ako 1,6.10-14 J (0,1 MeV), (pre neutrony
odporucame pouzivaf eV) energia neutronov sposobujucich stiepenie je teda priblizne rovnaka
ako energia rychlych neutronov zo stiepenia, hovon sa o rychlych reaktoroch. Ak naopak tato
energia je mensia ako 1,6.10-20 J (0,1eV ) a zodpoveda teda kinetickej energii atomov
prostredia, s ktorymi su neutrony v tepelnej rovnovahe, ide o reaktory tepelne (pomale,
termalne). V niektorych pnpadoch sa pouz^vaju na stiepenie aj neutrony s energiami 1,6x10-19
az 10-16 J (1 az 1 000 eV) aj viac. Take reaktory sa nazyvaju nadtepelne (epitermalne). Pri
tepelnych a nadtepelnych reaktoroch treba neutrony vznikajuce v procese stiepenia
spomal’ovaf. Moderator, urceny k tomuto ucelu moze byf s jadrovym palivom v homogennej
zmesi, alebo moze byf oddeleny od paliva priestorovo v heterogennej mriezke. Konstrukcna
koncepcia aktivnej zony urcuje pocet ich zakladnych heterogennych zloziek. Trojzlozkove
aktivne zony maju palivo, moderator a chladivo navzajom priestorovo a vacsinou i skupensky
oddelene. Dvojzlozkove aktivne zony sa vyskytuju v reaktoroch bez moderatorov (napr. LMFBR)
alebo v tych tepelnych reaktoroch, v ktorych moderator a chladivo su latkovo i priestorovo
identicke (napr. PWR). Do tejto skupiny patria i reaktory, ktore pracuju s roztokom paliva
v chladive (napr. MSBR) alebo s palivovymi clankami, ktore tvoria stiepny material v pevnom
moderatore (napr. HTGR). Jednozlozkove akdvne zony su mozne iba u homogennych
reaktorov, kde je palivo rozpustene alebo jemne dispergovane v chladive, ktore v tepelnych
reaktorov ma i funkciu moderatora.
Medzinarodne oznacenie typov jadrovych energetickych reaktorov Tabufka 5.2.
Oznacenie Vyznam oznacenia Moderator Chladivo
GCR Gas-Cooled, graphite-moderated Reactor C CO2
AGR Advanced Gas-cooled, graphite- moderated
Reactor
C CO2
HTGR High-Temperature Gas-cooled, graphite
moderated Reactor
C He
LWGR Light-Water-cooled, Graphite- moderated
Reactor
C H2O
BWGR Boiling light-Water-cooled, Graphite- C H2O
- 60 -
(RBMK) moderated Reactor
MSGR Molten-Salt-cooled, Graphite-moderated
Reactor
C Roztavene
soli
MSBR Molten-Salt-cooled, graphite-moderated
Breeder Reactor
C Roztavene
soli
HWR Heavy-Water-moderated Reactor D2O Rozne
PHWR Pressurised Heavy-Water-moderated and
cooled Reactor
D2O D2O
BHWR Boiling Heavy-Water-moderated and cooled
Reactor
D 2O D2O
HWGCR Heavy-W ater-moderated, Gas-Cooled
Reactor
D2O CO2
LWR Light-Water-moderated and cooled Reactor H2O H2O
PWR Pressurised light-Water-moderated and
cooled Reactor
H2O H2O
BWR Boiling light-Water-moderated and cooled
Reactor
H2O H2O
FBR Fast Breeder Reactor - Rozne
LMFBR Liquid-Metal-cooled Fast Breeder Reactor - Na
GFBR Gas-cooled Fast Breeder Reactor - He
SFBR Steam-cooled Fast Breeder Reactor - H2O
OMR Organic-Moderated and cooled Reactor organika organika
Zakladna fyzikalna koncepcia aktfvnej zony a tym aj typ jadroveho reaktora urcuje druh
pouziteho jadroveho paliva, jeho chemicku vazbu (majucu vplyv na hustotu paliva), moderator a
chladivo. Existuje pomerne vel’ke mnozstvo moznostf pri vofbe jednotlivych charakteristik
(tabufka 5.1) a este vacsie mnozstvo ich kombinacn. Avsak nie vsetky kombinacie su zasadne
fyzikalne mozne (napr. homogenny reaktor s prirodnym uranom alebo heterogenny reaktor
s pr^rodnym uranom, moderovany fahkou vodou). Niektore kombinacie su konstrukcne
- 61 -
neobycajne obtiazne realizovatel’ne tak, aby este vyhovovali zakladnym fyzikalnym
poziadavkam (napr. grafitovy plynom chladeny reaktor s prirodnym dioxidom uranu alebo
breeder s pomalymi neutronmi, realizujuci uran - plutoniovy palivovy cyklus, pripadne reaktor
s rychlymi neutronmi, chladeny I’ahkou vodou).
Niektore fyzikalne rmozne kombinacie neumoznuju dosiahnut’ pozadovane technicke ciele
(napr. rychly pseudobreeder na obohateny uran alebo I’ahkovodny parou chladeny rychly
breeder davaju neprijatel’ne dlhe doby zdvojenej vsadzky stiepnych materialov). Niektore
kombinacie su evidentne fyzikalne alebo technicky horsie ako ine (napr. grafitovy reaktor
chladeny t’azkou vodou, alebo I’ahkovodny reaktor chladeny sodlkom a ine). Preto pocet roznych
koncepcif skutocne realizovanych energetickych reaktorov nie je prills vel’ky (obr. 5.1. a 5.2.).
ENERGIANEUTRONOV
JADROVEPALIVO
Tepelneheterogenne
Stacionarneenergeticke Rychle
Prirodny U Slabo Silneobohateny U obohateny U
Pu
Obr.5.1: Schema pouzivanych kombinacii paliva, moderatora a chladiva v energetickych
reaktorov
Pre opakovanu priemyselnu vystavbu ekonomickych energetickych reaktorov je nutna nielen
ekonomicka optimalizacia fyzikalne a technicky realnych a racionalnych kombinacii, ale i
sustredenie vyvoja a vyroby na niekol’kych malo vybranych typoch. Preto v celosvetovej jadrovo
energeticke] praxi, ktora sa zatial’ sustredila na uran - plutoniovy palivovy cyklus, vydrzali vacsi
pocet zastupenia iba tieto kombinacie moderatorov a chladiva: grafit - plyn (GCR, AGR, HTGR),
grafit - I’ahka voda (BWGR), I’ahka voda - I’ahka voda (PWR, BWR), t’azka voda- t’azka voda
(PHWR), a pri rychlych reaktoroch chladenie sodikom (LMFBR). Za perspektivne sa povazuje
pri rychlych reaktoroch chladenie plynom (GFBR). Pre perspektivny torium - uranovy palivovy
-62-
cyklus sa uvazuju kombinacie moderatorov a chladiva: grafit - plyn (HTCGR), grafit - roztavene
soli (MSBR ), a I’ahka voda - I’ahka voda (LWBR)
Obr.5.2: Schema energetickych reaktorov, realizujucich uran-plutoniovy cyklus a thorium-
uranovy cyklus (nie su uvedene PWR burnery, pretoze neprodukuju nove stiepne materialy)
-63-
5.2 Vlastnosti energetickych reaktorov
Pri energetickych reaktoroch su najdolezitejsie tie ich vlastnosti, ktore rozhoduju o
bezpecnosti ich prevadzky, o ekonomike vyroby energie a pripadne o ekonomike pridruzenej
vyroby novych stiepnych materialov. Je to predovsetkym druh najvacsej vierohodnej havarie,
d’alej jednotkovy vykon, energeticke zafazenie jednotky objemu aktivnej zony, parametre
chladiva na vstupe a vystupe reaktora, kineticke a dynamicke vlastnosti reaktora a intenzita
reprodukcie jadroveho paliva.
Na vlastnosti jadrovych reaktorov ma okrem konstrukcneho usporiadania najvacs^ vplyv
energia stiepiacich neutronov, druh moderatora, stiepneho materialu a chladiva.
5.2.1 Jednotkove vykony energetickych reaktorov
Vel’kosf jednotkoveho vykonu energetickeho reaktora je z technologickeho htadiska jeho
najkomplexnejsou charakteristikou. Ukazuje technicky stav vyvoja i zvladnutie prevadzky
daneho typu, naznacuje d’alsie moznosti jeho technickeho vyvoja a rozhodujucim sposobom
ovplyvnuje jeho ekonomiku.
Vyvoj vacsiny komercnych typov energetickych reaktorov zapocal v roku 1955 az 1960
(GCR, LWR, LWGR, FBR), iba reaktory typu HTGR, a HWR v energetickom vyhotovern sa
objavili asi o 5 rokov neskor, v obdob r. 1960 az 1965. I rychlosf vyvoja je rozna. Pri typoch
LWR , LWGR bolo treba asi 15 rokov k prechodu od demonstracneho prototypu k seriovej
jednotke s tepelnym vykonom 3 000 MW, pri reaktoroch typu GCR (s pokracovamm v type
AGR), HWR, HTGR a LMFBR tento vyvoj prebieha pomalsie, pnpadne sa zastavil.
Najvacsie JE vo svete su uvedene v tabul’ke 5.3.
- 64 -
JE s najvacsim vykonom. Tabul’ka 5.3
Nazov Krajina Elektrickyvykon [MW]
Pocetblokov
Pocet a typ reaktorov
Fukushima Japonsko 9096 10 1 BWR (460), 4 BWR (po 784), 5 BWR
(po 1100)
Kashiwazaki
Kariwa
Japonsko 8212 7 5 BWR (po 1100), 2 BWR (po 1356)
Zaporozie Ukrajina 6000 6 6 VVER-1000 (po 1000)
Gravelines Francuzsko 5706 6 6 PWR (po 951)
Paluel Francuzsko 5528 4 4 PWR (po 1382)
Cattenon Francuzsko 5448 4 4 PWR (po 1362)
Ohi Japonsko 4710 4 2 BWR (po 1175), 2 BWR (1180)
Pickering Kanada 4328 8 4 Candu (po 542), 4 Candu (po 540)
Balakovo Rusko 4000 4 4 VVER-1000 (po 1000)
Kursk Rusko 4000 4 4 RBMK (po 1000)
Sosnovij Bor Rusko 4000 4 4 RBMK (po 1000)
Palo Verde USA 3921 3 3 PWR (po 1307)
Yeongkwang Korea 3900 4 2 PWR (po 950), 2 PWR (po 1000)
Cruas Francuzsko 3824 4 4 PWR (po 956)
Tricastin Francuzsko 3820 4 4 PWR (po 955)
Ignalina Litva 3000 2 2 RBMK (1500 MW)
Civaux Francuzsko 2900 2 2 PWR (1450 MW)
Gundremmingen Nemecko 2688 2 2 BWR (po 1344)
Biblis Nemecko 2525 2 1 PWR (1300), 1 PWR (1225)
Philippsburg Nemecko 2350 2 1 PWR (1424), 1 PWR (926)
- 65 -
Isar Nemecko 2347 2 1 PWR (1470)*, 1 PWR (907)
Bohunice Slovensko 1760 4 4 VVER-440 (po 440)
*Elektraren Isar 2 vyraba v poslednych rokoch najviac elektrickej energie na svete.
5.2.2 Porovnanie najdolezitejsich vlastnosti zakladnych typov energetickych reaktorov
V tabul’ke 5.4 je porovnanie najdolezitejsich vlastnosti energetickych reaktorov typu PWR,
BWR, BWGR, HTGR, PHWR, LMFBR na urovni vykonov, zodpovedajucich cistemu vykonu
bloku 1 000 MWe. Pokial’ taketo jednotky neboli realizovane, su ich vlastnosti odvodene
z najprogresivnejsich ukazovatefov skutocne vyprojektovanych jednotiek nizsieho vykonu. Hoci
vykonovou charakteristikou jadroveho reaktora je jeho tepelny vykon, castejsie sa udavaju
elektricke vykony. Tie zahrn aju este vplyv celkovej ucinnosti jadrovej elektrarne, ovplyvnovanej
tfalS^mi parametrami jadroveho bloku.
Porovnanie hlavnych charakteristik roznych typov energetickych reaktorov s jednotkovym elektrickym vykonom 1 000 MW netto Tabufka 5.4
Charakteristika Rozmer BWGR PWR BWR HTGR PHWR LMFBR
Cista elektricka
ucinnost’ elekrarne
netto 30 33 34 41 31 43
Tepelny vykon MW 3 340 2 950 2 950 2 440 3 230 2326
Obohatenie paliva % 1,8 3,0 2,4 4,2 0,7 28
Material obalky
palivoveho prutika
Zr-Nb Zry-4 Zry-2 C-SiC Zry-4 nerez
Max. teplota obalky
palivoveho prutika
°C 380 380 800 320 650
Priemer palivoveho
prutika
mm 13,5 10,7 12,5 12,7 15,2 5,8
Priemer palivoveho
clanku (kazety)
mm cca 80 242 155 380 90 150
Tepelne zatazenie kWkg-1 18 40 27 54 20 260
- 66 -
paliva (Vykonova
hustota)
Priemer aktivnej
zony
m 9,6 3,1 4,5 6,7 4,7 2,7
Vyska aktfvnej
zony
m 7,0 3,7 3,7 6,3 6,3 1,0
Pocet kanalov
aktfvnej zony
- 1 770 166 678 308 567 325
Zavazka paliva t 188 74 129 45 160 8
Ekvivalent zavazky
v prirodnom urane
t 590 410 560 360 160 436
Tepelne zat’azenie
aktfvnej zony
kW dm-3 6,6 104 51 8,2 11 370
Vyhorenie
rovnovaznej
zavazky
GJ kg-1
(GWdt-1)
1 600
(18,5)
2 850
(33)
2 380
(27,5)
8 600
(100)
860
(100)
8 600
(100)
Ekvivalentne
vyhorenie
prirodneho uranu
GJ kg-1
(GW dt-1)
510
(5,9)
520
(6,0)
540
(6,3)
1 080
(12,5)
860
(10)
160
(1,8)
Priemerny
konverzny pomer- 0,6 0,5 0,6 0,6 0,8 1,2
Chladivo - H2O
var.
H2O
tlak.
H2O
var.
He D2O
tlak.
Na
Teplota na vystupe
z reaktora
°C 284 326 284 760 300 562
Tlak na vystupe
z reaktora
MPa 7,0 15,3 7,0 4,8 8,9 0,1
Teplota pred
turbrnou
°C 280 280 280 510 250 510
- 67 -
Tlak pred turbrnou MPa 6,8 6,8 6,8 17,0 4,1 17,0
Hruby priemer R. m 14,0 4,1 6,0 14,0 9,8 22,5
Hruba vyska R. m 25 12 22 14 8 17
Sposob vymeny
palivovych clankov
kontin kampan kampan kampan
kontin.
kontin. kampan
- 68 -
6 Charakteristika zakladnych typov energetickych reaktorov
6.1 Plynom chladene grafitove reaktory na prirodny uran (GCR)
Grafitom moderovany reaktor je historicky vlastne najstarsim typom jadroveho reaktora. Prvy
jadrovy reaktor na svete (Fermiho reaktor CP - 1, Spojene staty, 1942) bol grafitovy reaktor a
vacsina vel’kych statov zacmala takym reaktorom.
Rozhodujuca diferenciacia vo vyvoji jadrovych reaktorov prebehla vo svete v tej dobe, ked’ sa
rozhodovalo o sposobe vyroby plutonia pre vojenske ucely. Niektore staty zvolili pre tento ucel
plynom chladene grafitove reaktory typu GCR. Vyhli sa tak problemom spojenymi
s prekonavamm jadrovej havarie, sposobenej unikom l’ahkej vody do grafitu, hoci zariadenie
nasledkom horsej tepelnej kapacity plynu vychadzalo rozmernejsie a problemy pri havarijnom
dochladzovarn reaktora boli vacsie. Ako plynne chladivo sa v tychto reaktoroch pouzil najprv
vzduch (X-10, Oak Ridge, Spojene staty, 1943 alebo Winscale, Vel’ka Britania, 1950), neskor
oxid uranu (Calder Hall, Vel'ka Britania, 1956 az 1959).
Prve reaktory typu GCR boli teda dvojucelove reaktory, ktore pracovali s kovovym prirodnym
uranom v obaloch z oxidu horciku, od ktore ho dostali i svoje meno (MAGNOX- magnium oxide).
V prevadzke sa svojou jednoduchost’ou a spol’ahlivost’ou osvedcili natol’ko, ze od nich bol
odvodeny cely vyvojovy rad energetickych reaktorov. Vo svete (tj. vo Vel’kej Britanii, Francuzsku,
Taliansku, Japonsku, Spanielsku) bolo pri tomto type realizovanych 30,8 GW tepelneho vykonu.
Nehl’adiac vsak na vel’ky vyvoj, ktorym presli prave magnoxove reaktory, ukazovalo sa stale
zretel’nejsie, ze ekonomicky potencial tohoto typu je obmedzeny, nie je vel’ky a ze vlastne
vyrobu elektrickej energie schopnu ekonomickej konkurencie neumozn uje. Zariadenie bolo totiz
stale vel’mi rozmerne a drahe. Preto v r. 1965 az 1967 bol d’alsi vyvoj tychto elektrarm zastaveny
a v r. 1972 bola uvedena do prevadzky posledna rozostavana elektraren s magnoxovym
reaktorom (Wylfa-2, Vel’ka Britania).
Medze moznosU magnoxovych reaktorov su dane uz fyzikou ich aktivnej zony. Ak v
heterogennej mriezke z prirodneho uranu a grafitu sa ma dosiahnut kritickeho stavu, potom je
nutne vel’mi starostlivo hospodarit s neutronmi. Objem aktivnej zony musi byt vel’ky (znizenie
uniku neutronov), aktfvna zona vratane obalov palivovych elementov mus^ obsahovat minimum
parazitnych absorbatorov, relatfvny pomer povrchu paliva a objemu moderatora musi byt maly
(zvacsenie pravdepodobnosti uniku rezonancneho zachytu) a merna hmotnost jadroveho paliva
mus^ byt co najvacsia. Teplota moderatora nesmie byt prilis vysoka (zvysene vyuzitie tepelnych
neutronov u aktfvnych zon so znacnym podielom plutonia pri vyhorievarn jadroveho paliva),
- 69 -
merny vykon z hmotnostnej jednotky paliva nesmie byt vysoky (znizenie zasoby reaktivity na
vykonove efekty) a vyhorenie moze byt iba vel’mi mzke (obmedzena zasoba reaktivity na
vyhorenie), pricom je potrebna kontinualna vymena paliva.
Okrem jadrovo fyzikalnych obmedzem vyplyvaju pre koncepciu magnoxovych reaktorov este
d’alsie obmedzenia ich parametrov z technickych dovodov. Tak teplota chladiaceho plynu musi
byt drzana pod medzou intenzivnej chemickej reakcie s moderatorom (400 °C). Teplota
jadroveho paliva mus^ byt mensia nez je teplota prvej zmeny alotropickej modifikacie kovoveho
uranu (668 °C). Teplota obalu musi byt pod hranicou intenzivnej korozie magnoxu v dioxide
uranu (450 °C). Okrem toho maximalna teplota obalu a vlhkost chladiaceho plynu sa musi volit
v takom vztahu, aby nenastalo samovol’ne vznietenie magnoxu. Konecne Nbka vyhorenia je
dana radiacnou stabilitou kompaktnych blokov nelegovaneho kovoveho uranu (346 GJ kg-1).
Vlastne aktivne zony magnoxovych reaktorov maju formu vertikalneho valca s priemerom 8,3
az 17,4 m a vysku 6,4 az 9,2 m. Krok heterogennej mriezky je u britskych reaktorov okolo 200
mm v stvorcovej geometrii, zatial co u francuzskych reaktorov byva 225 mm v hexagonalnej
geometrii. Magnoxove reaktory maju podl'a vykonu 1 150 az 4 680 vertikalnych palivovych
kanalov a obsahuju 130 az 600 t kovoveho pnrodneho uranu a 650 az 2 540 t grafitu. Stredne
energeticke zatazenie tychto aktfvnych zon vzrastalo z 0,50 az na 0,86 kW dm-3 u britskych
reaktorov az na 1,16 kW dm-3 u francuzskych reaktorov. Pozoruhodnou vlastnostou vsetkych
akt^vnych zon magnoxovych reaktorov je vysoky konverzny pomer, ktory sa pohybuje
v medziach 0,8 az 0,85.
Povodne magnoxove reaktory mali n^zke parametre chladiva (teplota na vystupe z reaktora
340 °C, tlak 0,6 MPa ) a v suvislosti s tym i velmi mzku ucinnost (15 az 19 % netto). Postupnym
vyvojom sa vsak podarilo tieto parametre citelne zvysit u modernizovaneho typu AGR (400 °C,
2,7 MPa, 31,5 % netto).. Dalsi vyvoj tohto typu reaktorov bol zastaveny na maximalnom
jednotkovom tepelnom vykone 1 880 MW.
Ako ptfklad konstrukcnej koncepcie magnoxoveho reaktora moze sluzit reaktor britskej
elektrarne Hinkley Point, jeden z najpocetnejsej skupiny magnoxovych reaktorov v gul'ovej
ocelovej nadobe (obr. 6.1). Elektraren bola uvedena do prevadzky v r. 1965, ma projektovy
elektricky vykon 496 MW netto, ktory je zaistovany od dvoch reaktorov, z ktorych kazdy ma
tepelny vykon 954 MW.
- 70 -
GuTova tlakova nadoba ma priemer 20,4 m a hrubku steny 76,2 mm. Je zvarena z plechov z
uhlikovej ocele. Zaverne zvary ako i tepelne spracovanie na odstranenf pnutia celej nadoby sa
robilo na mieste, v sachte reaktora. Prevadzkovy tlak je 1,3 MPa. Zvysena prevadzkova teplota
steny nadoby (asi 300 °C) je zaistena pomocou tepelnej izolacie, polozenej vnutri tlakovej
nadoby. Zvlastna pozornost’ sa musela venovat prenosu sil od obrovskej vahy aktivnej zony
s grafitovym moderatorom cez teleso tlakovej nadoby na jej zaklady.
Obr.6.1: Grafitovy plynom chladeny (GCR) - jadrova elektraren Hinkley Point (954 MW)1. tlakova nadoba2. nosna mreza3. plynove tesnenie4. grafitove tvarnice aktivnej zony a reflektora5. vstupne potrubie6. odvod necistot7. vystupne potrubie8. riadiaca tyc9. natrubky pre zavazanie paliva a riadiace tyce10. zavazaci zTab11. zavazaci stroj12. stroj pre pripravu vymeny paliva13. teplotne tienenie14. biologicke tienenie
- 71 -
6.2 Zdokonalene, plynom chladene grafitove reaktory na obohateny uran (AGR)
Ak jadrove elektrarne s plynom chladenymi grafitovymi reaktormi mali byt’ lacnejsie, museli
byt’ kompaktnejsie, nez to dovoTovala klasicka konstrukcia reaktorov typu GCR. Bolo nutne
podstatne intenzifikovat zdieTanie tepla v aktivnej zone reaktora i v parnych generatoroch.
Konecnym dosledkom vsetkych potrebnych opatreni bol prechod na obohatene jadrove palivo
v keramickej forme, ktore z ekonomickych dovodov muselo byt schopne hlbsieho vyhorenia.
Ako chladiaci plyn vsak bol ponechany dioxid uranu, co je najdolezitejsie vyvojovo obmedzujuci
faktor reaktora typu AGR.
Vyvoj plynom chladenych reaktorov AGR sa vykonaval iba vo VeTkej Britanii, pricom sa
dosledne vychadza zo skusenosti, ziskanych pri vystavbe a prevadzke magnoxovych reaktorov.
Koncepcia tychto reaktorov je zalozena na pouziti obohateneho paliva vo forme oxidu,
ulozeneho v obaloch z nehrdzavejucej ocele a chladeneho dioxidu uranu. Pouzitie obohateneho
uranu pri reaktoroch AGR uvoTnilo vsetky fyzikalne obmedzenia aktivnych zon magnoxovych
reaktorov. Bolo mozne zmensit aktivnu zonu i za cenu zvyseneho uniku neutronov, do aktivnej
zony boli zavedene parazitne absorbatory (obaly palivovych elementov a nosna konstrukcia
palivovych clankov z nehrdzavejucej ocele), znizila sa pravdepodobnost uniku rezonancneho
zachytu zvacsenim relativneho pomeru povrchu paliva a objemu moderatora (palivove clanky
mensieho priemeru z dovodu nizsej tepelnej vodivosti oxidoveho paliva a mensi pocet
palivovych kanalov v reaktore) a mohla sa znizit’ i merna hmotnost jadroveho paliva (dioxid
uranu). Bola uvoTnena bilancia reaktivity, takze sa mohlo prejst na vyssie energeticke zatazenie
jadroveho paliva i na jeho vyssie vyhorenie. Bola vsak ponechana kontinualna vymena paliva,
ale len z dovodov ekonomickych, nie fyzikalnych.
6.3 Vysokoteplotne, plynom chladene grafitove reaktory na obohateny uran
(HTGR)
Vyvoj moderneho, plynom chladeneho energetickeho reaktora nesiel iba cestou
„zdokonaTovania" povodnych magnoxovych reaktorov (AGR), ale i radikalnou zmenou koncepcie
na vyskoteplotny grafitovy reaktor HTGR. Vyuzili sa pri tom skusenosti ziskane nielen
z prevadzky magnoxovych reaktorov a reaktorov AGR, ale i dlho ziskavane poznatky z vyvoja
transportnych reaktorov pre pohon lietadiel a kozmickych rakiet. Pre tento smer vyvoja je typicka
zmena chladiaceho plynu na tepelne stabilne a chemicky inertne helium a d’alsia intenzifikacia
prestupu tepla sposobena vynikajucimi teplofyzikalnymi vlastnostami He umozn ujucimi vzysenie
pracovnej teploty.
- 72 -
Vyvoj vysokoteplotnych grafitovych reaktorov prebiehal v mnohych statoch subezne. Od r.
1964 bol v Spojenych statoch v prevadzke experimentalny reaktor UHTREX (Los Alamos) a vo
VeTkej Britanii reaktor Dragon (Winfrith). Prve experimentalne elektrarne s reaktormi typu HTGR
boli uvedene do prevadzky v Spojenych statoch (EGCR, Oak Ridge, 1964., Peach Bottom -
1,1967) a v Nemeckej spolkovej republike (AVR, Julich, 1966). V Spojenych statoch sa
dokoncila vystavba demonstracnej elektrarne (Fort St. Vrain, el. vykon 330 MW,1973) a bola
naplanovana priemyselna jednotka veTkeho vykonu (Fulton, 1 100MW). V Nemecku bola v roku
1985 dokoncena demonstracna elektraren (Uentrop, 300 MW), ktora vsak nikdy nebola uvedena
do prevadzky. Podobne ako pri type AGR , aj u vysokoteplotnych reaktorov zrusilo pouzitie
obohateneho paliva takmer vsetky fyzikalne obmedzenia. Pouzitie jadroveho paliva vo forme
karbidov dokonca zlepsilo fyzikalne vlastnosti aktivnej zony (vyssia merna hmotnost jadroveho
paliva). Pretoze sa ako chladivo pouzil inertny plyn, nebolo treba grafitovy moderator chladit, a
tak dalej stupala jeho teplota a tym i stredna teplota tepelnych neutronov. Pri teplotach 800 az 1
000 °C vsak u plutonia 239Pu znacne klesa pomer ucinnych prierezov pre stiepenie a absorbciu
v porovnani s hodnotou tohoto pomeru pri normalnej teplote 20°C. V pripade uranu 233U alebo
235U sa tento pomer v podstate nemeni. Tato skutocnost nie je fyzikalnym limitom, ale
zvyhodnuje pri vysokoteplotnych reaktoroch torium- uranovy palivovy cyklus (zvysene vyuzitie
tepelnych neutronov).
Koncepcny problem vysokoteplotnych reaktorov bolo nutne riesit v suvislosti s konstrukciou
optimalnych palivovych elementov. Pre HTGR bol vyvinuty celkom nekonvencny palivovy
element z obaTovanych guTovych castic. Ten predstavuju castice karbidov jadrovych paliv
guToviteho tvaru s priemerom 0,1 az 0,8 mm, pokryte niekoTkymi specialnymi vrstvami
s celkovou hrubkou asi 0,15 mm, zmiesane s pojivom s grafitovym praskom, zlisovane do tvaru
tyci, tabliet alebo guTovych palivovych clankov a vyzihane. Tieto palivove elementy maju sice
malu priemernu hustotu jadroveho paliva (asi do 1 g.cm -3), ale vysoky teplotny a radiacny limit
(pre obal viac nez 1 000 °C, pre vlastne jadrove palivo do 1 400 °C ) a maximalne vyhorenie az
do 17,3TJkg-1 ( 200GW dt-1).
Prve vysokotepelne reaktory pracovali s nizkym tlakom helia (1,0 az 2,5 MPa), ale
demonstracne priemyselne jednotky pracuju s vysoky mi parametrami chladiva na vystupe
z reaktora (770 °C, 4,8 MPa) so strednodobou perspektivou ich d’alsieho zvysovania (do 850 °C,
6,0 MPa). Cista elektricka ucinnost tychto elektrarni sa pohybuje v rozmedzi 39 az 40%.
- 73 -
Najvyssi az doteraz vyprojektovany jednotkovy tepelny vykon je 3 000 MW ( Fulton, Spojene
staty).
Ako priklad konstrukcnej koncepcie vysokoteplotneho reaktora moze sluzif vysokoteplotny
reaktor americkej demonstracnej elektrarne Fort St.Vrain (obr. 6.2). Jej projektovy elektricky
vykon je 330 MW netto, ktory sa odobera od reaktora s tepelnym vykonom 842 MW.
Reaktor spolocne so zariaden^m primarneho okruhu je integrovany v tlakovej nadobe
z predpateho betonu. Celkova koncepcia pripomma francuzske magnoxove reaktory (vertikalne
usporiadanie), avsak s tym podstatnym rozdielom, ze pr^stup k parnym generatorom i
duchadlam je zdola axialne. Vymena palivovych clankov a ovladanie riadiacich tyc^ je naopak
zhora, takze bocne steny nadoby nie su narusene ziadnymi otvormi.
Obr.6.2: Vysokoteplotny grafitovy reaktor chladeny plynom (HTGR) - jadrova elektraren Fort St. Vrain (842 MWt)
1. nadoba z predpateho betonu2. ocel’ovy plasf aktivnej zony3. grafitove tvarnice aktivnej zony a reflektora4. nosny system aktivnej zony5. otvory pre vymenu paliva, moderatora a pre riadiace tyce6. vnutorny plasf nadoby z uhlikovej ocele7. modulovy parny generator8. obehove dmychadlo na helium9. rozdelovacia klapka primarneho plynu v sluckach10. axialne pristupy k parnym generatorom a k obehovym duchadlam
- 74 -
Tlakova nadoba ma formu vertikalneho hexagonalneho prizmatu s vyskou 32,3 m a
minimalnou sirkou 14,9 m. Betonove steny su 2,75 m hrube , betonove veko a dno 4,72 m.
V spodnej casti su vertikalne ulozene 2 parne generatory (kazdy sa sklada zo 6 modulov) a 4
obehove duchadla. Pristup ku vsetkym tymto zariadeniam je pomocou 16 otvorov v dne.
Nadoba je radialne aj axialne predopnuta oceiovymi lanami. Projektovy tlak je 5,9 MPa, max.
teplota betonovej steny je 54 °C. Nadoba je znutra pokryta 19 mm hrubou vlozkou z uhlikovej
ocele, chladenej vodou. Okrem toho je zvnutra opatrena tepelnou izolaciou a chladena je
vzduchom.
Aktivna zona s ekvivalentnym priemerom 6,0 m a vyskou 4,8 m je ulozena na oceiovych
blokoch a podoprena je oceiovymi, vodou chladenymi stlpmi, na vodou chladenej armovanej
betonovej doske, deliacou vnutorny priestor tlakovej nadoby na dve casti. Zo stran je aktivna
zona uzatvorena valcovitym ocefovym plasfom. Vlastnu aktivna zonu predstavuje 247
sesfhrannych grafitovych blokov, rozdelenych po vyske na 6 dielov, naskladanych vedia seba a
individualne vyberateinych. V kazdom bloku su vertikalne otvory pre prietok chladiva, otvory su
vyplnene palivovymi elementami, otvory pre regulacne tyce a manipulacny otvor.
Chladiaci plyn prudi reaktorom proti smeru prirodzenej konvekcie, tj. zhora dolu. (Parametre
na vystupe su 770°C, 4,86 MPa.) Vymena palivovych blokov i ovladanie regulacnych tyci sa
realizuje zhora. Regulacny organ je vlozeny do reaktora tym istym otvorom, ktorym sa vyfahuju
palivove bloky, takze pred vymenou paliva musi byf vzdy demontovany. Je spolocny vzdy pre 7
palivovych blokov, ma 2 regulacne, synchronne pracujuce absorpcne tyce z grafitu, oplastene
nehrdzavejucou oceiou s prisadou 30 % karbidu boru. Zasahuju do stredneho palivove ho bloku
a maju spolocny elektromotoricky pohon. Havarijne odstavenie reaktora sa prevadza voinym
padom absorpcnych tyci do aktivnej zony uvoinenim elektromagnetickych spojok, event.
spustenim guliciek z karbidu boru do palivovych blokov. V reaktore sa vykonavaju merania
rozdelenia hustoty neutronoveho toku i integralne merania hustoty neutronoveho toku, teploty
chladiva na vystupe zo vsetkych 37 palivovych sekcii (sekciu predstavuje vzdy 7 palivovych
blokov), vlhkosti helia, chemickeho znecistenia helia CO, CO2, H2, O2, N2 a aktivity helia.
Vymena palivovych blokov (vratane moderatora) sa vykonava na odstavenom a
odtlakovanom reaktore. K tomuto ucelu su k dispozicii dva tienene manipulatory. Prvy sluzi
na vymenu, resp. vynatie a opatovne zalozenie zatky a kompletneho regulacneho mechanizmu.
Druhy manipulator - vlastny zavazaci stroj, opatreny univerzalnym ramenom, pohyblivym
vyskovo, azimutalne i elevacne - vynima postupne vsetky palivove bloky z najblizsich 7 hniezd
- 75 -
a nahradzuje ich cerstvymi, ktore ma v zasobrnku. Vytiahnute palivove bloky pri nepretrzitom
chladem od^ do specialneho skladiska.
6.4 Lahkou vodou chladene grafitove reaktory na obohateny uran (LWGR)
Pri vyvoji dvojucelovych grafitovych reaktorov na vyrobu plutonia postupovali ZSSR a USA
inym smerom nez zapadoeuropske staty. I za cenu eventualne mierneho obohatenia palivovej
vsadzky sa pouzilo tepelne technicky intenzivnejsie chladenie kvapalinou, a to l’ahkou vodou
(Troick, ZSSR, 1958 az 1964, Hanford-A, Spojene staty, 1966).
V prevadzke sa i dvojucelove reaktory typu PWGR natol’ko osvedcili, ze bola moznosf
prisposobit' ich pre vyrobu elektrickej energie. Spojene staty, ktore z hl’adiska
transportovatelnosti velkych tlakovych nadob su menej obmedzene nez ZSSR, tieto reaktory
d’alej nevyv^jali, pretoze v americkych podmienkach zrejme nevidia vyrazne vyhody proti
reaktorom typu BWR s lahkovodnym moderatorom. Sovietsky zvaz vsak realizoval cely vyvojovy
rad svojich vodografitovych reaktorov tohoto typu. Zacal tlakovodnym reaktorom PWGR na
experimentalnej jadrovej elektrarni (Obninsk, AM-1, 1954). Vsetky dalsie reaktory pracovali uz
na varnom prindpe BWGR (demonstracna elektraren Bielojarsk, AMB-1, 1964, AMB-2, 1967,
priemyselna elektraren Leningrad, RBM-K, 1973).
Aj u reaktorov LWGR su najdolezitejsie obmedzenia technicke. Pokial sa jadrove palivo
uzi valo vo forme kovoveho, molybdenom legovaneho uranu, bola jednym z limitnych parametrov
uz vlastna teplota paliva (400°C). U prehrievadch kanalov a v reaktoroch RBMK je uz pouz^vany
vyhradne dioxid uranu, takze tento nepr^jemny limit bol z konstrukcie reaktorov BWGR
odstraneny. Druhym zavaznym obmedzen^m bola Mbka vyhorenia kovoveho legovaneho uranu,
dana jeho radiacnou stabilitou ( 846 GJkg-1, tj. 10 000 MWdt-1) . Aj tento limit bol prechodom na
oxidove palivo odstraneny. Najzavaznejsim technickym limitom reaktorov LWGR je zrejme
teplota obalov, pricom tento limit je nutne chapaf v spojitosti s procesmi korozie v horucej vode,
parovodnej zmesi alebo v prehriatej pare. Pokial su obaly z austenitickej nehrdzavejucej ocele,
bola u varnych kanalov maximalna dovolena teplota obalov do 360°C a u prehrievacich kanalov
do 530°C).
- 76 -
Obr.6.3: Grafitovy varny reaktor chladeny vodou (BWGR) - jadrova elektraren RBMK Leningrad (3200 MWt) (1-grafitove tvarnice aktivnej zony a reflektora, 2-nosny system aktivnej zony, 3-privod chladiacej vody, 4-regulacne mechanizmy, 5-cirkulacne cerpadlo, 6-vystup mokrej pary, 7- separator, 8- zavazaci stroj). RMBK je skratka pre „reaktor bolsoj moscnosti - kipiascij“.
Ako pr^klad konstrukcneho vyhotovenia reaktora typu BWGR moze byf uvedeny
najvyznamnejS^ reaktor, sovietsky vodografitovy reaktor RBMK s tepelnym vykonom 3 200 MW
(obr. 6.3), pracujuci na Leningradskej jadrovej elektrarni (a tiez smutne znamy z havarie
Cernobylskej JE) s elektrickym vykonom 2 x 1 000 MW, ktorej prva cast bola uvedena do
prevadzky v r. 1973 a druha cast v r. 1975.
- 77 -
Vlastny reaktor predstavuje valcovita grafitova vypln s priemerom 14 m a vyskou 8 m,
uzatvorena v betonovej sachte s ocel’ovou vystelkou, naplnena zmesou helia a dus^ka. Grafitove
bloky su stvorcoveho prierezu 250x250 mm. Stredom bloku prechadza palivovy kanal f88 mm.
Aktfvna zona s priemerom 9,4 m a vyskou 7 m ma 1 693 palivovych kanalov, 180 kanalov pre
regulacne tyce a niekolko kanalov pre meranie, predovsetkym neutronoveho toku. Palivovy
kanal tvori 22 m dlha rurka z austenitickej nehrdzavejucej ocele s priemerom 95 mm a hrubkou
steny 5 mm, prechadzajuca ocel’ovou obalkou reaktora, do ktoreho je hermeticky zavarena.
V oblasti aktfvnej zony kanal pokracuje malo absorbujucou rurkou zo zirkoniovej zliatiny,
legovanej niobom, s priemerom 88 mm a hrubkou steny 4 mm. Zospodu sa centralne do kanalu
privadza horuca voda (165°C), hore sa radialne odvadza parovodna zmes. Po oddelen
kvapalnej fazy vo vonkajsuch separatoch sa odvadza syta parta (284°C, 7 MPa). Absorbcne tyce
sa pohybuju vo zvlastnych kanaloch chladenych vodou, ovladane su zdola. Vyhodou
kanaloveho prindpu je i to, ze mnozstvo dolezitych reaktorovych merarn moze byf
uskutocnenych vnutri reaktora a ze sa moze vykonavaf pre kazdy palivovy kanal a i pre kazdy
palivovy clanok samostatne. Kazdy palivovy kanal ma svoju vlastnu individualnu regulaciu
prietoku, ktora sa pouzwa v suvislosti s vyhoremm paliva a teda so zmenou miestneho vykonu.
Dalej su to individualne merania tepelne technickych parametrov na vstupe i na vystupe
z kanalu i merania radioaktivity pary. Hermeticnosf palivovych kanalov voci moderatoru sa
kontroluje chemickou analyzou ochranneho plynu, trvale prudiaceho pozdlz vnutornej steny
kazdeho kanala.
Vymena paliva sa realizuje na reaktore za vykonu a pri plnom tlaku kontinualne. Pre tento
ucel je urceny zvlastny zavazac stroj, ktory je schopny vykonaf vsetky potrebne operacie.
6.5 Lahkou vodou moderovane a chladene reaktory na obohateny uran (LWR)
Vyvoj jadroveho reaktora pre pohon ponoriek si vyziadal kompaktne a jednoduche jadrove
technologie, kvoli vel'kemu akcnemu radiu a nemoznosti prestavovaf palivove clanky za plavby
na mori s extremne obohatenym palivom pracujucim bez konverzie (reaktory burnery). Ako
najvhodnejsi pre tento ucel bol zvoleny l'ahkovodny reaktor typu PWR, ktory bol najprv
vyskusany na susi (STR Mark I, Arco, Spojene staty, 1953) a neskor na prvej jadrovej ponorke
(Nautilus, Spojene staty, 1955). Vyvoj na celom svete potvrdil spravnosf tohto vyberu.
Dnesne energeticke reaktory typu PWR vznikali ako stacionarny variant povodnych
transportnych, ponorkovych reaktorov. Jadrova energetika tak dostala reaktory kompaktne a tak
dostatocne lacne, jednoduche a prevadzkovo vysoko spol’ahlive, ktore vsak pracuju v palivovom
cykle narocnom na uranovu surovinu, ktora musi byf v kazdom pnpade obohatena. Prva
- 78 -
demonstracna jadrova elektraren s tlakovodnym reaktorom (Shippingport - 1, Spojene staty,
1957) potvrdila ocakavany vysoky ekonomicky potencial tohoto reaktora pre strednodobu
perspektfvu jadrovej energetiky a otvorila tak cestu k rozsiahlemu vyvoju tohoto dnes
najrozsirenejsieho energetickeho reaktora.
Subezne s tymto vyvojom prebiehal aj vyvoj l'ahkovodnych reaktorov varneho typu BWR, od
ktorych sa ocakavalo nasledkom jednookruhovej schemy d’alsie znizovanie zriad’ovadch
nakladov jadrovych elektrarm. Avsak uz prva demonstracna jadrova elektraren s varnym
reaktorom (Dresden -1, Spojene staty, 1960 ) ukazala, ze tento typ vyrazne ekonomicke
prednosti nema, ze vsak nie je ho^ ako elektrarne s tlakovodnymi reaktormi. Konkurencne
dovody sposobili, ze sa vo svete vyrabaju a dodavaju oba druhy l'ahkovodnych reaktorov. V
ZSSR uviedli do prevadzky demonstrate jadrove elektrarne s tlakovodnymi reaktormi
(Novovoronez-1,1964) , ako aj s varnymi reaktormi (Melekess, 1965). Pretoze vsak pokracoval
paralelne vyvoj varneho reaktora kanaloveho typu BWGR (RBMK) a presvedcili sa, ze
ekonomicky potencial oboch typov PWR a BWR je zrovnatel’ny, casom sa rozhodli iba pre vyvoj
reaktora PWR.
V l'ahkovodnych reaktoroch nemoze byf palivom pnrodny uran (multiplikacny faktor
nedosahuje hodnotu 1). Pouzitie obohateneho paliva odstranilo fyzikalne limity akt^vnej zony
v uzs om zmysle. Lahkovodny moderator s kratkou migracnou dlzkou neutronov natolko zahustil
palivovu mriezku, ze sa stalo technicky nemozne vyviesf jednotlive palivove kanaly von
z tlakoveho prostredia akt^nej zony a umoznif tak kontinualnu vymenu paliva. Preto bola
zavedena kampanova vymena paliva s horsou palivovou ekonomikou. Lahkovodne akUvne zony
maju vyborne autoregulacne vlastnosti (velke zaporne koeficienty reaktivity teplotne i vykonove),
lebo nasledkom ich kompaktnosti ako moderator sluzi chladivo a moderator teda sleduje vsetky
vykonove zmeny parametrov chladiva. Zvysovanie vykonu vedie k podmoderovavaniu reaktora.
V urcitych obdobiach kampane sa vsak musia kompenzovaf velke prebytky reaktivity (na
vysoke vyhorenie, na velke vykonove koeficienty reaktivity). Priestorova kompaktnosf tychto
akUvnych zon si vyziadala velmi dosledne vyrovnanie neutronoveho toku po celom ich objeme.
Spojenie vsetkych tychto poziadaviek (kompenzacia velkych prebytkov reaktivity, vyrovnanie
neutronoveho toku a zaroven zachovanie zaporneho vykonove ho koeficientu reaktivity aj
v zaciatocnych obdobiach kampane) viedlo u l'ahkovodnych reaktorov k vel'mi zlozitemu
systemu riadenia a kompenzacie pomocou absorpcnych tya, vyhorievajucich absorbatorov a
rozneho stupna obohatenia palivovych clankov (u reaktorov BWR naviac i pomocou zmien
intenzity recirkulacie chladiva).
- 79 -
Hoci l'ahkovodne reaktory maju ocel’ovu tlakovu nadobu, nie su zatial tymto narocnym
konstrukcnym celkom limitovane. Iba v vyvalom ZSSR, kde sa kladla poziadavka na dokoncenie
vyroby tlakovej nadoby vo vyrobnom zavode a na ich transportovatel’nosf po zeleznici, je pri
realnych energetickych zafazeniach aktfvnej zony tepelny vykon reaktora limitovany asi 3 000
MW. V ostatnych pnpadoch je vykonovy limit l'ahkovodnych reaktorov z hl’adiska ocel’ovej
tlakovej nadoby asi 6 000 MW. Skutocnym technickym limitom tychto reaktorov je teplota obalov
palivovych elementov z hl’adiska dlhodobych mechanickych vlastnostf i korozie. Skor pouZ^vane
obaly z nehrdzavejucej ocele teplotne reaktor nelimitovali, dnes pouzivane zirkoniove obaly
dovoluju dosahovaf teplot takmer 380°C. Tym je dana maximalna teplota i tlak chladiva
vzhl'adom na to, ci sa ma zabranif varu alebo naopak, ci sa ma var realizovaf. Druhym
technickym limitom je intenzita prestupu tepla z palivoveho clanku, ktora zarucuje, aby v danych
podmienkach nenastala kriza varu a tym porusenie obalu palivoveho prutika. U tlakovodnych
reaktorov sa tento limit bliz i 180 W.cm-2, u varnych reaktorov 135 W.cm-2.
Palivove clanky l'ahkovodnych reaktorov presli velkym vyvojom. S vynimkou palivovych
clankov pre casti akt^vnej zony reaktora Shippingport - 1, ktore mali doskove palivove elementy,
vsetky palivove clanky l'ahkovodnych reaktorov su pozdlzne zvazky tycovych palivovych
elementov. Pocet palivovych elementov v clanku stupa (u PWR je dnes do 289 u BWR 64) a ich
priemer klesa (PWR je dnes cca 10 mm, u BWR 12,5 mm) s rastom energetickeho zafazenia
paliva. Vsetky palivove elementy su pokryte zliatinou zirkonia (pre PWR to byva zircalloy - 4, pre
BWR zircalloy - 2), iba prve tlakovodne reaktory mali obaly z austenitickej nehrdzavejucej ocele.
Palivove clanky tlakovodnych reaktorov su bezkanalove rurky, takze chladivo sa miesa uz
v priestore aktivnej zony a energeticky ju vyrovnava. Pri varnych reaktoroch su jednotlive
palivove clanky opatrene stvorhrannou kanalovou rurkou.
Akt^vne zony l'ahkovodnych reaktorov sa vkladaju do vertikalneho valca. Podla vykonu maju
priemer od 2,0 do 3,7 m u reaktorov PWR a od 3,3 do 4,8 m u reaktorov BWR. Typicka Mbka
vyhorenia paliva je dnes u reaktorov PWR 2,8 TJkg-1 (33 000 MWdt-1) a u reaktorov BWR 2,3
TJkg-1 (27 000 MWdt-1). Konverzny pomer sa u jednotlivych reaktorov mem v sirokych medziach
0,1 az 0,7, najcastejsie byva udavany u reaktorov PWR okolo 0,5 a u reaktorov BWR okolo 0,6.
- 80 -
Obr.6.4: Tlakovodny reaktor (PWR) - jadrova elektraren Biblis A
1. tlakova nadoba2. tlmiace podpery3. spodna rozdel’ovacia doska4. nosna doska5. plasf aktfvnej zony6. palivova kazeta7. palivova kazeta so zvazkovou regulacnou tycou8. pohon zvazkovej regulacnej tyce9. zaves zvazkovej regulacnej tyce10. horny nosny system11. pnrubovy svormk
- 81 -
Mechanicka regulacia oboch typov reaktorov je rozna. U reaktorov PWR su absorpcne tyce
ovladane zhora, preto sa na urcitom stupni vyvoja (Indian Point- 2, Spojene staty) mohli staf
sucasfou palivovych clankov a vyhovief snahe co najjemnejsie a najrovnomernejsie rozptylif
absorbatory v aktivnej zone (zvazkove regulacne tyce). U reaktorov BWR museli byf regulacne
mechanizmy umiestnene dole. (Zaisfuje to efektivnejsie posobenie absorbcnej tyce v spodnej
casti aktivnej zony, kde je v chladive najmensi obsah parnej fazy, odstranuje to problemy
s chladenim mechanizmov, ktore by inak pracovali v horucej pare i s ich vyvodom cez
separatory a susice). Preto sa absorpcne tyce nemohli staf sucasfou palivovych clankov (ktore
su zakladane zhora), museli si zachovaf povodnu formu krizovych tyci a su ovladane zdola.
Pocet absorbcnych, resp. zvazkovych tyci zavisi od objemu aktivnej zony a dosahuje dnes u
reaktorov PWR 73 a u reaktorov BWR 205. Sposob pohonu regulacnych mechanizmov je dany
ich polohou. U reaktorov PWR je elektromotoricky alebo elektromagneticky, u reaktorov BWR je
hydraulicky.
Tlakove nadoby I'ahkovodnych reaktorov postupne zvacsuju svoj objem, od povodneho
priemeru 2,7 m u reaktorov PWR, resp. 3,7 m u reaktorov BWR k hodnotam 5,0, resp. 6,4 m.
Vyska najvacsich tlakovych nadob reaktorov PWR je 13 m, reaktorov BWR 22 m. U reaktorov
BWR sa dodnes rozne riesi sposob recirkulacie chladiva. Aby sa co najmenej vysoko
radioaktivneho chladiva vyvadzalo von z reaktora, zabudovavaju sa do reaktorov vodoprudove
injektory (americky sposob), alebo odstredive cerpadla s pohonmi vyvedenymi von z tlakovej
nadoby (zapadonemecky sposob). V Europe sa vyskytuje aj koncepcia s vyvedenim celeho
recirkulujuceho prudu von z reaktora.
Vyvoj parametrov chladiva na vystupe z reaktora je u I’ahkovodnych reaktorov vel’mi pomaly.
U reaktorov PWR stupala teplota primarnej vody od 280°C a 7,13 MPa. Cista tepelna ucinnosf
sa zvysovala u reaktorov PWR od 26 % a u reaktorov BWR od 29 %, dnes dosahuje u oboch
typov 33, resp. 34 %. Najvacsie jednotokove elektricke vykony u oboch typov su na urovni cca 1
400 MW netto.
Reaktor (uvedeny na obr. 6.4) je vo valcovitej ocel’ovej nadobe s pologul'ovym dnom a
s vyklenutym vekom s vnutornym priemerom 5,0 m, vyskou 13,2 m a hrubkou steny do 235 mm.
Nadoba je vyrobena z uhlikovej nizkolegovanej ocele, zvnutra je navarena 4 mm hruba vystelka
z austenitickej nehrdzavejucej ocele. V jedinej horizontalnej rovine ma 8 hrdiel s vnutornym
priemerom asi 800 mm.
Aktivna zona s priemerom 3,66 m a vyskou 3,9 m obsahuje 193 palivovych clankov. Je
umiestnena vo zvlastnej sachte, vol’ne zavesenej v tlakovej nadobe zhora. Tato sachta tieni
- 82 -
zaroven tlakovu nadobu od ziarenia aktivnej zony. Prud chladiva v jednotlivych clankoch nie je
oddeleny, takze prebieha intenzivne miesanie chladiva medzi jednotlivymi palivovyrmi clankami
uz v priestore aktivnej zony a tym podstatnermu energetickermu vyrovnaniu aktivnej zony.
Studene chladivo (284,6°C, 15,8 MPa) sa privadza do aktivnej zony zdola, hore sa odvadza
ohriate (316,5°C).
Palivovy clanok ma stvorcovu zakladnu, obsahuje 236 palivovych elementov z dioxidu uranu,
obohateneho na 2,18 az 3,19 % 235U (uneven obohatenia sa stale zvysuje). Palivove elementy
su v obaloch z rurok zo zircalloya -4s vonkajsim priemerom 10,75 mm a aktivnou dlzkou 3,9
m. V palivovom clanku je okrem palivovych elementov este 20 elementov s vyhorievajucimi
jedmi alebo 20 absorpcnych elementov zvazkovej regulacnej tyce. Absorpcny element je
vyrobeny z castic karbidu boru, uzavretych v rurke z nehrdzavejucej ocele.
Riadenie reaktora sa prevadza 61 magneticky zhora ovladanymi zvazkovymi absorpenymi
tycami, z nich 8 ma skratenu dlzku. Dlhodobe zmeny reaktivity sa kompenzuju vyhorievajucimi
absorbatormi v palivovych clankoch a otravou moderatora borom. Havarijne odstavenie sa
vykonava gravitaenym padom absorpcnych tyci, tlmenym hydraulicky. Palivova karmpah trva asi
rok a vymiena sa pri nej dnes spravidla 1/4 palivovych clankov. Ostatne clanky sa prestavuju
tak, ze cerstve clanky prichadzaju na periferiu a ciastocne vyhorene do stredu aktivnej zony (kde
je vacsi neutronovy tok). Pri vymene sa reaktor rmusi odstavif, otvorif veko (spojky pohonov
regulacnych tyci sa elektricky uvol’nia) a je nutne z neho vybrat’ hornu cast’ vnutornej vostavby
az po aktivnu zonu. Vsetky operacie sa vykonavaju pod vodou pomocou zvlastnych
manipulatorov.
Ako priklad konstrukeie reaktora typu BWR moze sluzif americky varny reaktor 2. a 3. bloku
elektrarne Peach Bottom. Reaktor ma vykon 3 293 MW,, (obr. 6.5.), kazdy z oboch
elektrarenskych blokov ma vykon 1 065 MWe netto. Boll uvedene do prevadzky v r. 1973 a
1974.
-83-
Obr.6.5: Varny reaktor (BWR) - jadrova elektraren Peach Bottom - 2 (tepelny vykon 3293 MW)1. ocel’ova tlakova nadoba2. susic pary3. vystup sytej pary4. separatory vlhkosti5. vstup pndavnej vody6. horna nosna doska7. palivovy clanok8. absorpcna tyc9. docasny absorber10. plast’ aktfvnej zony11. spodna nosna doska12. vstup recirkulucej vody13. parovodne ejektroy14. vystup recirkulucej vody15. pohony riadiacich tyc^16. podstavce
- 84 -
Oceiova tlakova nadoba reaktora je valcovita s pologuiovitym dnom a vekom. Vnutorny
priemer ma 6,38 m, vysku 21,9 m a hrubku steny 160 mm. Je vyrobena z uhlikovej
nizkolegovanej ocele, zvnutra vyvarenej 5 mm hrubou vystelkou z austenitickej nehrdzavejucej
ocele. Projektovy tlak je 8,79 MPa, teplota steny 260°C. Para sa odvadza z reaktora 4 hrdlami
s priemerom 660 mm.
Aktivna zona s ekvivalentnym priemerom 4,75 m a vyskou 3,66 m obsahuje 764 palivovych
clankov. Je umiestnena vo zvlastnom bubne, opretom o dno tlakovej nadoby. Chladivo sa
privadza dovnutra bubna a odtial’ postupuje hore do aktivnej zony. Kazdy palivovy clanok
predstavuje individualny varny kanal. Mokra para, vystupujuca hore z palivovych clankov sa
miesa v spolocnom priestore a postupuje d’alej smerom hore do separatorov. V nich sa
parovodna zmes spiralovito roztoci, kvapalna faza sa odstredi a steka dole, do priestoru medzi
bubnom a tlakovou nadobou. Para prudi d’alej smerom hore do susicov, v ktorych sa
niekoikonasobnou prudkou zmenou smeru prudu v uzkych strbinovych kanaloch oddeli dalsia
voda, ktora rovnako steka dolu. Para na vystupe (286°C, 7,17 MPa) ma 0,32 % vlhkosti.
Napajacia voda (192°C, 7,38 MPa) sa podava do priestoru medzi bubnom a tlakovou nadobou,
kde sa miesa so separovanou vlhkostou. V ustalenom menovitom stave musi urcity objem
chladiva prejst asi osemkrat aktivnou zonou, aby sa celkom odparil. Tato vnutorna cirkulacia je
zaistena 20 injektormi, ktore precerpavaju vodu z priestoru medzi bubnom a tlakovou nadobou
(kde su umiestnene aj injektory) do priestoru vnutri bubna. Ako hydrodynamicky aktivna tekutina
pre injektor sluzi ta ista voda z priestoru medzi bubnom a tlakovou nadobou, ktora v dvoch
nezavislych vonkajsich kiuckach pomocou jednostupnovych odstredivych cerpadiel dostava
potrebnu tlakovu energiu.
Palivovy clanok ma stvorcovu zakladnu s hranou 138 mm, vysku 4,47 m a plast hrubky 2
mm. Obsahuje 49 palivovych elementov z dioxidu uranu, obohateneho na 1,13 az 3,57%.
Obalove rurky zo zircalloya - maju vonkajsi priemer 14,3 mm, hrubku steny 0,8 mm a aktivnu
dlzku 3,66 m. Niektore palivove elementy rovnovaznej vsadzky obsahuju aj vyhorievajuce
absorbatory.
Riadenie reaktora sa realizuje 85 krizovymi absorpcnymi tycami, ovladanymi zdola
hydraulicky. Absorpcnu cast tvori prasok z karbidu boru, uzavrety v rurkach z nehrdzavejucej
ocele. Okrem toho sa aktivna zona reguluje intenzitou vnutornej cirkulacie, tj. zmenou otacok
oboch recirkulacnych cerpadiel. Dlhodoba reaktivita sa kompenzuje az 372 absorpcnymi pasmi,
ktore sa pouzivaju aj pre bezpecne odstavenie pri vymene paliva. Havarijne odstavenie sa
vykonava pneumaticky vrazenim absorpcnych tyci do aktivnej zony, ako aj vstrieknutim
- 85 -
pentaboritanu sodneho do moderatora. Aktivna zona je vybavena rozsiahlym systemom
fyzikalnych aj tepelne technickych merani.
Palivova kampan trva necely jeden rok. Meni sa vzdy 1/4 aktivnej zony. Vymena palivovych
clankov sa vykon ava v principe rovnako ako pri tlakovodnych reaktoroch.
6.6 Reaktor typu VVER 440
V technickom opise sa zameriame na reaktor VVER-440 typ V-213, nakoiko starsi typ V-230
na JE V-1 v Jaslovskych Bohuniciach sa ma v roku 2006 a 2008 vyrad’ovat z prevadzky.
Jadrova elektraren V-2 je zdokonalenym typom VVER 440 s reaktormi V-213, ktora sa zacala
budovat v roku 1976. Technologicka schema a parametre jednotlivych medii su s malymi
vynimkami zhodne so susednou elektrarnou V-1. Vyrazne rozdiely sa tykaju sposobu riadenia
prevadzky a vybavenia bezpecnostnymi systemami. Bezpecnostne zlepsenia sa prejavuju vo
vyssej kapacite bezpecnostnych systemov, projektovanych na zaklade 3 x 100% zalohovanosti,
dovybaveni kontainmentu systemom potlacenia tlaku pre zvladnutie pripadnych havarii so
stratou chladiva. Takmer cela technologicka cast elektrarne bola dodavkou ceskych a
slovenskych podnikov.
Zakladne udaje o VVER-440, typ V-213 prevadzkovany v EBO V-2 Tabuika 6.1
Typ reaktora VVER 440 V-213, heterogenny, s tepelnymi neutronmi
Chladivo a moderator demineralizovana voda
Pocet reaktorovych blokov 2
Instalovany vykon elektrarne 2 x 440 MW
Tepelny vykon elektrarne: 2 x 1375 MWt
Zaciatok prevadzky: 1984 (3.blok) a 1985 (4.blok)
Aj na tychto blokoch su postupne uskutocnovane opatrenia na udrzanie vysokej
bezpecnostnej urovne. Od zaciatku prevadzky bolo zrealizovanych niekoiko sto technickych
uprav zariadeni a prvy komplexny program zvysenia bezpecnosti bol prijaty v roku 1986. V
procese zvysovania bezpecnosti elektrarne V-2 boli d’alsie programy a projekty vclenene do
Bezpecnostneho konceptu, na zaklade ktoreho budu realizovane prace veduce k zvyseniu
jadrovej bezpecnosti, spoiahlivosti a hospodarnosti prevadzky po dobu ich projektovej zivotnosti
a vytvoreniu podmienok na predlzenie zivotnosti.
Cast energie z elektrarne V-2 sa od roku 1987 vyuziva ako teplo na vykurovanie a pripravu
teplej uzitkovej vody v krajskom meste Trnava, v obci Jaslovske Bohunice a od roku 1997 aj v
mestach Leopoldov a Hlohovec.
- 86 -
Obr.6.7: Rez zdokonalenym typom
VVER 440, reaktorom V 213.
1. TlakOva natioba2. Veko tlakovej nddoby3. Vol'nd prlruba4. Sachta5. Dno sachty6. Aktfvna zona7. Blok ochrannych rur9. Horny blok9. Ochranne rury s tlmicmi
10. Pc h a ny re g U lacnych kaziet
11. Vstupny nctrubok12. VyStupny ndtrubok
- 87-
Projektove charakteristiky reaktorov V-213 Tabul’ka 6.2
RozmeryPriemer: 3 840 mm, vyska: 11 800 mm
Hmotnost’: 215 t
Material uhKkova mzkolegovana ocel’, ziaruvzdorna
AkUvna zona reaktora
Priemer: 2 880 mm, vyska: 2 500 mm
Pocet palivovych kaziet: 312
Pocet palivovych prutov v kazete: 126
Material pokrytia: zliatina Zr + Nb
Teplota vstupnej chladiacej vody: 267 °C
Teplota vystupnej vody: 295 + 2°C
Tlak vody: 12,26 MPa
Mnozstvo vody v primarnom okruhu: 223 m3
Parogenerator
Pocet PG na R blok: 6
Vnutorne rozmery: dlz ka: 11 800 mm, priemer: 3 210 mm
Hmotnost: 145 t
Parny vykon: 450 t.h-1 , tlak pary: 4,6 MPa, teplota pary: 260 °C
Teplota napajacej vody: 223 °C
Pocet teplovymennych rurok: 5 546
Teplovymenna plocha: 2 510 m2
Pocet TG na R blok: 2
Menovity vykon: 220 MW
Otacky: 3000 l/min
trojtelesova, kondenzacna, 1 vysokotlakove teleso, 2 n^zkotlakove telesa
Teplota pary (ST): 256 °CTurbogenerator --------------------------------------------------------------
Tlak pary (ST): 4,22 resp. 4,5 MPa
Teplota pary (NT): 216,5 °C
Tlak pary (NT): 0,363 MPa
Vystupne napatie: 15,75 kV
Chladenie: voda, vod^k
Kondenzator
Pocet kondenzatorovych telies: 2
Vyhotovenie: dvojdielne, dvojkomorove
Sposob chladenia kondenzatorov: cirkulacny, chladiace veze s prirodzenym tahom
Pocet chladiacich vezi: 4
- 88 -
Obr.6.8: Zakladna tepelna schema energetickeho bloku s VVER1 - reaktor, 2 - hlavne obehove cerpadlo, 3 - parny generator, 4 - vysokotlakova cast turbiny, 5 - nizkotlakova cast turbiny, 6 - elektricky generator, 7 - separator, 8 - prehrievac, 9 - kondenzator, 10 - kondenzatorove cerpadlo, 11 - nizkotlaky ohrievac, 12 - deaerator, 13 - napajacie cerpadlo, 14 - vysokotlaky ohrievac, 15 - chladiaca veza, 16 - kondenzatne cerpadlo, 17 - odber vody sekundarneho okruhu na upravu, 18 - privod upravenej vody primarneho okruhu, 19 - odber vody primarneho okruhu na upravu, 20 - kompenzator objem
- 89 -
6.7 Reaktory moderovane t’azkou vodou (HWR)
Vd’aka vybornym fyzikalnym vlastnostiam tazkej vody ako moderatora zacrnali
tazkovodnymi reaktormi prve predstavy o jadrovych reaktoroch vobec. Pre vojenske ucely sa
vsak tazkovodne reaktory dlhodobo neuplatnili, hoci zrejme vsetky staty, pracujuce v tejto
oblasti, vojensky potencial tychto reaktorov preverili. To bolo jednym z dovodov, preco sa
tazkovodne reaktory omeskali vo svojom vyvoji a preco ani v sucasnej dobe sa neda
spofahlivo tvrdit, ze sa uplatnia v sirsom meritku svetovej jadrovej energetiky.
AtrakUvnost’ tazkovodnych reaktorov je zalozena na dvoch fyzikalnych vlastnostiach
tazkovodnych mriezok: na mzkej absorbcii neutronov, dovofujucej vysoke vyhorenie
jadroveho paliva a na kratkej migracnej dlzke neutronov, umozn ujucej relaUvne kompaktne
usporiadanie akt^vnej zony.
Tazkovodne reaktory su v sucasnej dobe reaktory na prirodny uran. Kdekofvek sa
optimalizaciou ukazalo ako vhodnejsie palivo obohateny uran, vzdy potom nasledoval d’alsi
logicky optimalizacny krok: ponechat obohatene palivo a vzdat sa tazkovodneho
moderatora. A preto sa d’alej preberaju iba tie typy tazkovodnych reaktorov, ktore si pocas
vyvoja zachovali moznost jednouceloveho pouzitia pr^rodneho uranu pre energeticke ucely.
Vyvoj energetickych tazkovodnych reaktorov na prirodny uran sa od sameho zaciatku
rozdelil na dve vetvy. V prvej su reaktory s tlakovou nadobou pre ktore ako prve
demonstracne prototypy sluzili jadrova teplaren Halden (BHWR, Norsko, 1959) a jadrova
teplaren Agesta (PHWR, Svedsko, 1963). Ich d’als^ vyvoj bol zastaveny. Najvacsia
prevadzkovana jednotka je priemyslova elektraren Atucha (PHWR, tepelny vykon 1 100MW,
Argentina, 1974). V druhej vyvojovej vetve su reaktory s tlakovymi kanalmi, ktore vyv^ja
Kanada a India. Demonstracny prototyp je v Rolphtone (NPD, Kanada, 1962), Tyickym
predstavitel’om je elektraren Bruce (Candu - PHWR tepelny vykon 4x 2 515 MW, Kanada,
1976).
Nasledkom potrebnej vysokej ekonomie neutronov musi byt moderator tazkovodnych
reaktorov co najchladnejs^. Preto tieto reaktory musia mat v aktivnej zone kanaly, ktore
oddefuju studeny moderator od tepleho chladiva, bez zretel’a na to, ci su v tlakovej nadobe
alebo maju tlakove kanaly. Tlakova nadoba je tak koncepcne u tychto reaktorov iba
nahradou zloziteho systemu armatur a kolektorov kanaloveho systemu, nie vsak vlastnych
tlakovych kanalov. Pretoze tlakova nadoba vyzaduje dispozicne vertikalnu polohu palivovych
clankov, nemoze v nej byt realizovana protismerna vymena palivovych clankov a neutronova
bilancia je horsia. Naopak koncepcia s tlakovymi kanalmi neumozn uje zvacsovat hmotnost
jednotlivych palivovych clankov, ktore svojou tiazou posobia na horizontalne palivove kanaly,
takze pocet palivovych kanalov je u tychto reaktorov pri inak rovnakom vykone vacsi.
- 90 -
Pokiaf tazkovodny reaktor ma pracovat s prirodnym uranom na vysokom vyhoren (690
az 860 GJkg-1, tj. 8 000 az 10 000 MWdt-1), je fyzika jeho akUvnej zony silne obmedzena. To
sa tyka predovsetkym vyberu materialov pre obaly palivovych elementov a kanaly akUvnej
zony (parazitna absorpcia neutronov). K dispozicii su hlimk, zirkon a ich zliatiny (pri chladem
plynom este horak a jeho zliatiny a hypoteticke berylium) - mzkotepelne materialy ako z
hfadiska mechanickych vlastnosU, tak aj z hfadiska korozie.
Najddlezitejs^ limitom z technickeho hfadiska je u tazkovodnych reaktorov maximalne
pnpustna teplota obalov (u reaktorov PHWR so zirkoniovymi obalmi 320°C). Z nej vyplyvaju
aj maximalne parametre chladiva. Ak su palivove elementy z kovoveho uranu, potom je pre
ne limitujuca aj teplota prvej premeny alotropickej modifikacie (668°C). U reaktorov
s tlakovou nadobou je z technologickeho hfadiska medzny tepelny vykon asi 2 500 MW (pri
tlaku 12 MPa). Reaktory s tlakovymi kanalmi taky vykonovy limit nemaju.
Palivove clanky tazkovodnych reaktorov typu PHWR pracuju vyhradne s pnrodnym
dioxidom uranu. Su zlozene z tycovych palivovych elementov, zdruzenych v pozc^lzne
zvazky. Existuju dva typy tychto clankov, podfa toho, ci pracuju vo vertikalnej alebo
v horizontalnej polohe. Vertikalne palivove clanky maju centralne nosnu tyc zo zirkonia a nie
su po vyske delene, pretoze sa musia vyberat z reaktora naraz. Horizontalne palivove clanky
nemaju nosnu tyc a su delene na kratsie zvazky asi po 500 mm. Tycovy palivovy element
mava vonkajS^ priemer 11 az 15 mm. Obalova rurka, povodne zo zircalloya - 2 , teraz zo
zircalloya - 4, ma hrubku 0,4 az 0,6 mm. V palivovom clanku je 19 az 37 palivovych
elementov. Energeticke zatazenie rastie od 6 do 20 kWkg-1 u kanadskych reaktorov a do 27
kWkg u nemeckych reaktorov.
- 91 -
Obr.6.6: Tazkovodny reaktor (PHWR) - jadrova elektraren Pickering (tepelny vykon 1742 MW). Candu je skratka pre ..Canadian deuterium uranium reactor“. (1-tazkovodna nadoba, 2- nosne tyce tazkovodnej nadoby, 3-tieniace plaste tazkovodnej nadoby, 4-celo tazkovodnej nadoby s tienenim, 5-palivove kanaly, 6-koncove natrubky palivovych kanalov, 7-privod resp. odvod chladiacej tazkej vody, 8-vstup tazkovodneho moderatora, 9-sprchove chladenie tazkovodnej nadoby, 10-havarijny zber tazkovodneho moderatora, 11-regulacne a havarijne tyce, 12-potrubna cesta inertneho plynu (He) ).
- 92 -
7 Perspektivne typy JE
Vyvoj jadrovej energetiky vo svete smeruje ku standardizacii postupov i technologic Z
ekonomickeho hfadiska je v sucasnosti podiel nakladov na vyvinutie noveho typu JE natofko
vysoky, ze je tento typ ekonomicky navratny az vtedy, ak sa vybuduju viacere bloky
rovnakeho konstrukcneho typu. Hlavnou polozkou v tomto cenovom naraste su nove
bezpecnostne systemy niekofko nasobne zvysujuce jadrovu i prevadzkovu bezpecnost
zariadenia. Najvyznamnejsou oblastou su opatrenia a systemy veduce k znizeniu
pravdepodobnosti tavenia aktivnej zony (vychadzajuc z aplikacie pravdepodobnostneho
pr^stupu hodnotenia bezpecnosti) a riesenie situaci^ v pnpade tazkych havari^.
S ohfadom na europsku integraciu a priblizovanie legislat^vnych predpisov vychadzajucich
z oporUCan^ a pr^ruCiek MAAE, su nove typy reaktorov koncipovane tak, aby vyhovovali
vsetkym podmienkam bezpecnosti a kvality v kazdej krajine sveta.
V d’alsej casti su uvedene opisy dvoch novych typov JE, ktore sa v sucasnosti javia ako
najrealnejsie pre d’alsi rozvoj jadrovej energetiky v Europe: EPR (Framatome) a VVER-640
(Atomenergoexport). O stavbe uvedenych typoch tlakovodnych reaktorov vo Francuzsku,
resp. v Rusku sa aktualne uvazuje v buducich rokoch.
7.1 Europsky tlakovodny reaktor
Europsky tlakovodny reaktor (EPR) bol vyvinuty v spolupraci Francuzska a Nemecka na
zaklade zmluvy medzi spolocnostami Framatome, Siemens KWU a EdF-CNEN. Na zaciatku
spoluprace spolocne definovali poziadavky na smerovanie vyvoja EPR, ako koncepcie
buducej generacie jadrovych elektrarn^ vychadzajucej z osvedcenych tlakovodnych reaktorov
a najnovsich poznatkov. Zakladnymi vychodiskami sa stali:
• preferovanie vyvojovej koncepcie vychadzajucej z praktickych prevadzkovych
skusenosU,
• zvysovanie bezpecnosti, zamerane najma na zniz enie pravdepodobnosti tavenia aktivnej
zony reaktora a zvysenie pevnosti kontainmentu,
• prisnejsie prevadzkove podmienky a limity tykajuce sa:
radiacnej ochrany,
udrzby,
vplyvu fudskeho faktora.
- 93 -
Projekt EPR ma charakter zdokonalenej koncepcie reaktora typu PWR, v ktorom boli
implementovane niektore revolucne technicke riesenia pre maximalne rmozne zvysenie
bezpecnosti prevadzky jadrovych elektrarm. Tazisko spocfva v zabudovani co najvacsieho
rmnozstva inherentnych prvkov bezpecnosti.
Prace na EPR sa postupne rozbiehali od roku 1993. Koncom roka 1997 bola dokoncena
zakladna vyvojova faza a vsetky informacie potrebne pre predbezne bezpecnostne a
spol’ahlivostne analyzy boli skompletovane a spracovane. V sucasnosti je projekt EPR
pripraveny na ponuku na medzinarodnom trhu.
7.1.1 Zakladne technicke charakteristiky EPR
Porovnanie zakladnych technickych parametrov EPR s reaktormi typu PWR, z ktorych
vyvojovo najviac cerpal. Tabul’ka 7.1
Type Jadrovej elektrarneN4
(Framatome)KONVOI
(Siemens)EPR
Tepelny vykon (MW) 4250 3850 4900
Elektricky vykon (MW) 1475 1400 1750
Pocet sluciek PO 4 4 4
Pocet palivovych kaziet v AZ 205 193 241
Sposob usporiadania paliva v AZ (17x17)-25 (18x18)-24 (17x17)-25
Aktivna dlzka paliva 427 390 420
Celkova dlzka palivovych kaziet 480 483 480
Linearne vykonove zat’azenie
palivoveho prutika (W.cm1)
179 163 178,6
Pocet regulacnych kaziet 73 61 89
Prietok chladiva cezAZ (kg.s1) 19714 18800 23148
Teplota na vystupe z reaktora (°C) 329,1 324,5 330,2
Teplota na vstupe do reaktora (°C) 292,1 292,5 292,8
Teplovymenna plocha PG (rrf) 7308 5400 8171
Tlak pary (bar) 72,5 64,5 74,6
-94-
7.1.2 Aktivna zona reaktora
Aktivna zona EPR obsahuje 241 palivovych kaziet (typ 17x17) s maximalnym obohatemm
4,9 % 235U. Pre zvysenie vyhorenia sa uvazuje s pouziUm vyhorievajuceho absorbatora.
Vyhorenie dosahuje hodnoty okolo 60 000 MWdni.tTK-1 (fazkeho kovu). Regulacne kazety
umoznuju pouzite az 50 % MOX paliva v aktivnej zone. Dlzka palivovej kampane je 24
mesiacov. Celkova pravdepodobnosf tavenia aktfvnej zony reaktora je mensia ako 10-5 na
rok.
7.1.3 Prevadzkove charakteristiky
Prevadzka jadrovej elektrarne typu EPR je odporucana v rozmedz^ 60 az 100 %
nominalneho tepelneho vykonu.
• Planovana zivotnosf elektrarne je minimalne 40 rokov (60 rokov pre nevymenitel’ne
casti).
• Priemerna prevadzkyschopnosf je > 89 % (OF-faktor).
• priemerne planovane odstavky < 35 dm.rok-1
• priemerne neplanovane odstavky < 5 dn^.rok-1
7.1.4 Zaistenie bezpecnostnych systemov
Bezpecnostne systemy su rozdelene do styroch nezavislych tras, ktore su umiestnene v
oddelenych castiach budov v dosledku minimalizovania internych riz^k. Tento princip je
pouzity u elektrickych, riadiacich a kontrolnych cast^ ochrannych systemov. Pre EPR su
pouzite styri nezavisle vetvy a je respektovane kriterium n+2, co znamena: tieto systemy
splnuju svoju ulohu aj pri vypadku prvej a nezapracovarn druhej vetvy. S touto schopnosfou,
za predpokladu stvorvetvovej koncepcie, bude mozne uskutocnovaf prevent^vnu udrzbu
pocas prevadzky jadrovej elektrarne. V case prevadzky je radiacne zafazenie servisneho
personalu male a praca moze byf vykonana bez hrozby predcasneho odstavenia reaktora.
Toto je dolezite najma pre opravy nudzovych dieselovych generatorov.
Pre niektore bezpecnostne systemy len s dvomi trasami (napr. chladenie bazenu vymeny
paliva) su urcene specialne podmienky.
- 95 -
Ochranny material
Oddelena cast1 pre taveninu
Ohnovzdorny zirkoniovy povlak
Ochranny material
chladene dno vyprazdnovaci kanal zirkoniovy beton otvor pre roztavey kov
Obr.7.1: Koncepcia sfrenia a stabilizacia pri tavenf aktfvnej zony reaktora
U kontainmentu must byt’ pocas prevadzky zabezpecena tesnost’. Ventilacny system
kontainmentu je vybaveny chladiacim systemom vzduchu a zariademm na filtrovanie
aerosolov.
7.2 Tlakovodny reaktor stredneho vykonu VVER-640/V407
7.2.1 Strategicke pozadie vyvoja VVER-640/V407
Aj napriek uz vyvinutym koncepciam reaktorov s vel’kou perspektivou na realizaciu, v
Rusku prebieha d’alsi vyvoj v sucasnosti uz prevadzkovaneho typu VVER-1000/V320. lento
vyvoj spociva v troch koncepciach (Tabul’ka 7.2), z ktorych najpokrocilejsia je koncepcia typu
VVER-640/V407. Pre vystavbu zariadenia tohoto typu boli vybrane dve lokality:
• v Sosnovom Bore pri Petrohrade a
• v lokalite Kola-2.
V prvom pripade, v lokalite Sosnovy Bor, sa uz zacalo s vystavbou.
Zakladne pravidla a kriteria tychto predpisov su scasti vel’mi podobne navrhom
bezpecnostnych kriterii pre nove typy reaktorov spolocne vyvijanych v Nemecku a
Francuzku, ako aj najnovsim dodatkom nemeckeho atomoveho zakona. Dodrzanim
orientacnej hodnoty pravdepodobnosti vel’kych unikov mensej ako 10"7 na reaktor rok bude
- 96 -
prakticky vylucena potreba evakuacie obyvatel’stva okrem ohranicenych priestorov v lokalite
elektrarne.
7.2.2 Technicky opis - Zakladne principy VVER-640/V407
Reaktor typu VVER-640/V407 je koncipovany ako pokrocily pasivny typ. Koncepcia V407
je zalozena na vylepsenej konstrukcii zariadem typu VVER-1000 a predosleho typu VVER-
440, pouziti rovnakych materialov bezpecnostnych komponentov a potrubp rovnakej
konstrukcii primarneho okruhu (PO) s tlakovou nadoby reaktora (TNR) a nad sebou
umiestnenymi austenitickymi hlavnymi cirkulacnymi potrubiami, horizontalnych
parogeneratoroch (PG) a na kombinovanom havarijnom napajan studenych a horucich
vetiev z akumulatorov umiestnenych v hornej casti budovy reaktora. Vyvoj koncepcn
vychadzajucich z typu V320 je uvedeny v tabul’ke 7.2. Okrem toho boli brane do uvahy aj
prevadzkove skusenosti, najma v oblasti pracovnych materialov na sekundarnej strane.
V novom projekte bol uskutocneny cely rad vyznamnych bezpecnostno-technickych
vylepsen^ a naviac V407 obsahuje nove pasivne zariadenia bezpecnostneho systemu.
Nove ruske koncepcie reaktorov zalozene na VVER-1000/V320 Tabul’ka 7.2
Parameter VVER-1000/V413 VVER-1000/V410 VVER-640/V407
Elektricky vykon (MW) 1000 1100 640
Bezpecnostny system Aktivny so
zosilnenou
redundanciou
akt^vny a pas^vny akt^vny a pasivny
Bezpecnostna obalka Dvojvrstvovy betonovy kontainment:
vnutorna vrstva- predpaty beton, vonkajsia
vrstva- zelezobeton
dvojvrstvovy
kontainment:
vnutorny- ocel,
vonkajsb beton
Lokality pre
prvovystavbu
Lianyungang
(Cma)
Novovoronez Sosnovy Bor (pri
Petrohrade), Kola-2
7.2.3 Popis prevadzkovych principov
Reaktor typu VVER-640/V407 je tlakovodny reaktor moderovany a chladeny lahkou
vodou s tepelnym vykonom 1800 MW pri elektrickom vykone 640MW. Koncepcia naviac
umozn uje odvedenie uzitkoveho tepelneho vykonu az do 290 MW. Tlak a teplota chladiva je
pri normalnej prevadzke podobna ako pri VVER-1000/V320 alebo pri nemeckom PWR 1300.
(Tabul’ka 7.3 - hodnoty vybranych prevadzkovych parametrov)
- 97 -
Na obr.7.2 je uvedeny rez budovou reaktora s vyznacenymi hlavnymi komponentmi. TNR
je zhotovena z mzkolegovanej feritovej ocele vystlana viacerymi vrstvami. Rozmery TNR su
vel’mi podobne rozmerom reaktora typu VVER-1000 a preto aj relativne velke pre dany
vykon. Aktfvna zona (AZ) pozostava zo 163 hexagonalnych kaziet obsahujucich 293
palivovych prutikov, 1 centralny prutik a 18 vodiacich rurok pre riadiace tyce. V AZ je
navrhnutych 121 regulacnych clankov, presne dvojnasobok ako pri VVER-1000. Aktivna
dlzka je 3,53 m, rovnako ako pri VVER-1000.
PO pozostava zo 4 hlavnych chladiacich okruhov, kazdy s 1 PG a jednym hlavnym
cirkulacnym cerpadlom (HCC). Uzavrete hlavne primarne potrubia (fVNuT = 620 mm) su
vyrobene z austenitickej ocele, rovnako ako casti PG omyvane primarnym mediom vratane
ich vyhrevnych rurok a puzdier HCC.
Rozmery kompenzatora tlaku a objemu (KO) zodpovedaju zariadeniam typu VVER-1000
a preto su pre zariadenie V407 relativne vel’ke. KO je vybaveny jednym uzatvoritel'nym
regulacnym prepust’adm ventilom a dvomi poistnymi ventilmi, ktore ustia do zasobrnka
chraneneho pretlakovou membranou. PG su ako pri vsetkych zariadeniach typu VVER
tvorene leziacimi nadrzami s horizontalne veducimi zvazkami vyhrevnych rurok z
austenitickej ocele v tvare U. Hlavnymi pomocnymi systemami PO su systemy regulacie
objemu chladiva a pomocny system zabezpecenia kvality vody, drenazny system a
odplynovacie zariadenie.
K hlavnemu napajaciemu systemu patri napajacia nadrz s relatfvne vysokym pracovnym
tlakom (1,3 MPa) a 3 hlavne napajacie cerpadla. Pomocny napajac system obsahuje 2
pomocne napajacie cerpadla vyuzivane na spust’anie a odstavovanie, ktorych napajanie je
pri vypadku vnutorneho a vonkajsieho zaistenia vlastnej spotreby a oboch blokovych
dieselgeneratorov (po 6,3 MW) zabezpecene dvoma nudzovymi dieselgeneratormi (po 1
MW). Pomocou kolektoru mozno kazdym hlavnym alebo pomocnym napajarnm cerpadlom
napajat ktorykolvek zo 4 PG. PG ma vzdy jeden spolocny privod pre napajanie hlavnou a
pomocnou napajacou vodou.
System vyroby pary pozostava zo 4 PG, potrubnych vedem a z bezpecnostnych a
regulacnych zariadem. Turboagregat pozostava z turbrny s 1 vysokotlakou a 2
dvojprudovymi mzkotlakymi castami. Teplovymenne rurky su z titanu, rurky ohrievaca
napajacej vody su vyrobene z chromovej ocele.
Blok d’alej obsahuje oddelene vodne chladiace systemy pre chladenie kondenzatorov
turbm, pre technologicke potreby, ako su klimatizacia a pomocne zariadenia, pre chladenie
turboagregatu a bezpecnostnych zariadem. Posledne uvedene su chladene cez oddel’ovaci
medziokruh.
- 98 -
CCEXV?
l-:OMTAINMr-j-T
SET^JOVYKO\TA!NV1NFT
AkUMULATOR
■teO m3
Cl ILADIAC£.
AZ
□0-1 NO VAC I
C-ERPAOLO
Obr.7.2: Rez budovou reaktora s vyznacenymi hlavnymi komponentmi
-99-
Vybrane prevadzkove parametre zariadenia typu VVER 640/V407 Tabul’ka 7.3
Prevadzkovy parameter Hodnota
Celkove ukazovatele
tepelny vykon 1800 MW
elektricky vykon 640 MW
cista ucinnosf 33,3 %
Reaktor
pocet palivovych kaziet 163
merny vykon AZ 65,4 MW.m-3
priemerne vyhorenie paliva 40,4 MWd.kgU-1
Primarny okruh
tlak v PO 15,7 MPa
teplota na vstupe do reaktora 293,9 °C
na vystupe z reaktora 323,3 °C
pocet sluciek 4
Sekundarny okruh
tlak pary na vystupe PG 7,6 MPa
teplota pary na vstupe do turbrny 277,9 °C
tlak pary na vstupe do turbrny 6,9 MPa
suchosf pary min. 0,995
typ turbrny K-600-6.9/50
otacky turbrny 3000 min-1
vykon turbrny 640 MW
tlak v kondenzatore 5,0 kPa
Generator Typ T3B-640-2Y3
Vykon 645 MVA
Planovana zivotnosf
celeho zariadenia 50 rokov
TNR 60 rokov
- 100 -
Uz pri projektovanf zariadenia typu VVER-640/V407 bold vo vacsej miere prihliadane na
zaistenie bezpecnosti ako tomu bolo pri zariadeniach typu VVER v tom case uz
prevadzkovanym. Tomuto zodpoveda okrem ineho nizsf merny vykon AZ, nizsia fluencia
neutronov na stenu TNR, vacsf objem chladiva, vacsf objem KO, vacsf pocet absorbcnych
tyci, zvysena hodnota pH vody v PO aj sekundarnom okruhu (SO) pri pouzitf tomu
primeranych materialov SO, konstrukcia upchavok HOC, umiestnenie turbogeneratora voci
budove reaktora, konstrukcia budovy reaktora zohl’adnujuca vonkajsie vplyvy a eliminacia
moznosti vzniku poziarov, napr. nahradenie vodfkoveho chladenia generatora vodnym.
Bezpecnostna obalka pozostava z vnutornej ocel’ovej skrupiny, ktora brani uniku aktivity,
a z vonkajsej vrstvy z predpateho betonu na ochranu pred vonkajsfmi vplyvmi. Medzi oboma
vrstvami sa nachadza medzera. Tato koncepcia bola navrhnuta preto aby ochrana pred
vonkajsfmi vplyvmi a ochrana pred unikom aktivity boli rozdelene do dvoch zariadenf, ako aj
preto, aby bola splnena poziadavka odvodu tepla z vnutornej obalky a zabezpecena
kontrolovatel’nosf jej tesnosti.
7.2.4 Opis zakladnych bezpecnostno technickych principov
Obr.7.3: Pasfvny havarijny chladiaci system
- 101 -
7.3 Pohl’ad na bezpecnost’ JE
Bezpecnosf jadrovych elektrarnp ktore su v prevadzke v krajinach strednej a vychodnej
Europy, vyznamne vplyva na akceptovatel’nost’ tohto energetickeho zdroja. Dosah nasledkov
havarie Cernobyl’skej JE na okolite krajiny (vratane krajm EU) upozornil verejnosf na to, ze
radioaktfvny spad sa neda obmedzif vo svojom postupe hranicnymi prechodmi a zvyraznil
potrebu zvysovania bezpecnosti JE vo vsetkych krajinach na uroven tzv. svetoveho
standardu.
7.3.1 Medzinarodne programy zamerane na zvysenie jadrovej bezpecnosti a ich koordinacia
Na zaklade vseobecnych analyz boli vytipovane nasledujuce faktory vplyvajuce na
bezpecnu prevadzku JE:
• dostatocne silna ekonomika, ktora by dokazala pokryf naklady na potrebne
bezpecnostne opatrenia,
• zmysluplne bezpecnostne princpy,
• dobra konstrukcia (projekt) JE,
• vhodne technologie,
• dostatocna uroven kvality prevadzky a kultury bezpecnosti.
Summit G-7 v Mnchove (1992) rozhodol o vytvoren specialneho medzinarodneho fondu
pre zvysenie bezpecnosti vychodoeuropskych JE v rozsahu 700 mil. Euro. Tento tzv. "Fond
jadrovej bezpecnosti" bol vytvoreny pod spravou EBRD (European Bank for Reconstruction
and Development). Krajiny G-7 na tomto summite d’alej rozhodli, ze reaktory typu VVER
440/230 mozu byf z kratkodobeho hl’adiska inovovane technickymi vylepseniami, avsak z
dlhodobeho hl’adiska by mali byf postupne vyrad’ovane z prevadzky. Reaktory typu RBMK by
mali uzatvarane v najblizsich moznych termmoch.
Tento pristup sa ukazal byf nerealisticky z dovodu zlej ekonomickej situacie mnohych
krajm, ktora by sa odstavemm vyznamnych energetickych zdrojov este zhorsila. Da^mi
nezanedbatel'nymi faktormi by bola znzena dodavka tepla pouzwaneho na vykurovanie v
okoli mnohych JE a zvysene znecistenie zivotneho prostredia z klasickych elektrarn, ktore
by museli chybajucu produkciu energie nahradif. Odstavenie tychto blokov by tak isto znizilo
- 102 -
uz aj tak nfzky zivotny standard rmnohych krajfn a mohlo by viest’ k vyraznejsfm socialnym
nepokojom.
Zapadnym krajinam neostalo nic ine ako revidovat’ svoj postoj (1995) a zmierit’ sa so
skutocnost’ou, ze o d’alsej prevadzke JE vo vychodnej Europe budu rozhodovat’ vyhradne
narodne dozorne organy forrmou udel’ovania licencif.
V nedavnej minulosti sa objavilo viacero "moralnych zavazkov" a politickych dohovorov vo
forme podpfsania konvencie o jadrovej bezpecnosti (1994-95), Memorande o porozumenf s
Ukrajinou v otazke Cernobyl’skej JE (1995) a zaverov Moskovskeho summitu o jadrovej
bezpecnosti (Moscow Nuclear Safety and Security Summit 1996). Prave tento summit rma
vysoku politicku dolezitosf, nakol’ko tu boll zdoraznene a vseobecne akceptovane
medzinarodne uznavane princfpy jadrovej a radiacnej bezpecnosti.
7.3.2 Vseobecny pohl’ad na bezpecnost’ VVER
Reaktory typu VVER su najrozsfrenejsfm typom JE vo svete. Ich vyskyt je dokumentovany
v tabul’ke 7.4.
Vyskyt reaktorov VVER vo svete Tabul’ka 7.4
Bloky v prevadzke Bloky vo vystavbe
Stat V-230 V-213 V-320 V-213 V-320
Bulharsko 4 - 2 - -
Ceska Republika - 4 2 - -
Mad’arsko - 4 - - -
Slovensko 2 4 - 2 -
Rusko 4 2 7 - 1
Ukrajina - 2 10 - 5
Kuba - - - 2 -
Flnsko - 2 - - -
Spolu 10 18 21 4 6
49 10
-103-
Hlavne nedostatky reaktorov, ktore boli skonstruovane v byvalom ZSSR zhrnuli firmy
Tractabel a EdF vo svojej studii z roku 1991 do siedmych oblasti:
• integrita primarneho okruhu,
• pristrojove vybavenie,
• analyzy nehod a PSA analyzy,
• priprava personalu, zovseobecnenie prevadzkovych skusenosti,
• poziarna ochrana,
• ochranna obalka.V studii bolo viackrat zdoraznene, ze existuju znacne rozdiely v technickej urovni JE v
stredoeuropskych krajinach (ako CZ, H, SK) oproti VVER blokom v krajinach byvaleho
ZSSR. V uvedenych troch krajinach bolo zrealizovanych mnozstvo zmien, ktore priblfzili ich
VVER bloky v mnohych ohl’adoch k zapadoeuropskym standardom.
Hlavne odlisnosti oboch typov reaktorov VVER-440, ktore su pouzivane aj na Slovensku
V-230 a V-213 su zhrnute v nasledujucej tabul’ke 7.5. Odlisnosti (i problemy) reaktorov typu
VVER vyplyvaju najma v prfpade reaktorov VVER 440/230 zo skutocnosti, ze boli
projektovane este v 60-tych rokoch.
Hlavne projektovane odlisnosti reaktorov V-230 a V-213 Tabul’ka 7.5
V-230 Bloky V-1 EBO V-213 Bloky V-2 EBO, EMO
MPH
(maxima Ina
projektova
havaria)
Unik chladiva prasklinou o
ploche 10 cm2
Unik chladiva pri obojstrannom vytoku
potrubfm PO 4>500
Systemy
iokaiizacie
havarie
Hermeticke boxy s
prepust’acfmi klapkami do
atrmosfery, sprchovy system
100 % rezerva
Hermeticke boxy s barbotaznou vezou
(hermeticka stavba), sprchovy system
200 % rezerva
Systemy
havarijneho
chiadenia
System VT havarijneho
doplnovania chladiva (2
systemy)
100 % rezerva
System VT havarijneho doplnovania
chladiva (2 systemy) 200 % rezerva.
Hydroakumulatory 100 % rezerva,
System NT- havarijneho doplnovania
chladiva 200 % rezerva.
Sposob el.
napajania pri
Pokial’ nie je porucha v el.
systerme, zostava pri posobeni
Pri posobeni HO I sa odpojuje
napajanie VS od normalneho
-104-
havarii HO reaktora normalne napajania, spust’aju sa DG a pomocou
automatiky pomocneho spustania
nabiehaju jednotlive bezpec. a prev.
systemy
Dochladzovanie
(HOC)
Bezupchavkove HCC typu 310
nemaju zotrvacnu hmotu, preto
dobiehaju 4 HCC pri napojen^
na GVS pri poklese otacok z
3000 na 1500 za min. (100 s)
Dochladzovanie zabezpecene
dobehom upchavkovych HCC typu 317
so zotrvacmkom (cca 100 s). Turb^ny
nemaju na hriadeli GVS
Dozorna Blok nema projektovanu
zaloznu blokovu dozornu
Blok ma zaloznu blokovu dozornu
Tlakova nadobareaktora
Radialne posunutie natrubkov
vstupnych a vystupnych hrdiel
sluciek
Natrubky vstupnych a vystupnych
sluciek zvislo pod sebou. Dodatocne
natrubky na zaustenie havarijneho
doplnovania chladiva.
Havarijnaochrana reaktora
Sledovanie technologickych
parametrov sa uskutocnuje
merac^mi kanalmi vo
vyberovom zapojen^ 2 z 3
Sledovanie technologickych
parametrov sa uskutocnuje meradmi
kanalmi vo vyberovom zapojem
2x(2z3)
7.4 Najvyznamnejsie inovacie na slovenskych blokoch JE
Slovensko si uvedomuje potrebu modernizacie svojich jadrovych elektrarn a ma vel’ky
zaujem na zvysovan ich jadrovej bezpecnosti. Svedcia o tom rozsiahle programy pre JE V-1
a V-2, ktore su v strucnosti op^sane v nasledujucich kapitolach
7.4.1 Zvysovanie jadrovej bezpecnosti blokov JE V-1
V ramci postupnej modernizacie od spustenia blokov sa realizovalo viac ako 1200
projektovych zmien. Rekonstrukcia a modernizacia JE EBO V-1 prebiehala v troch
postupnych na seba nadvazujucich krokoch:
1991-1993 Mala rekonstrukcia
1993-1996 Basic Design
1996-1999 Postupna rekonstrukcia
Realizacia 81 opatrenl podl’a Rozhodnutia CSKAEc.5/91- MALA REKONST RUKCIA
- 105 -
celkova investfcia ~ 2,0 mid. Skzahrnala:
zfhanie tlakovych nadob reaktora -1. a 2. blok,
Leak Before Break koncept pre potrubie primarneho okruhu,
seizmicke zodolnenie zariadenf do 8 st. - MSK 64 stupnice,
vyrazne zvysenie tesnosti hermeticke] zony,
vylepsenie systemu ochran reaktora a zariadenf merania a regulacie,
instalacia diagnostickych systemov, nudzovych panelov blokovej dozorne,
instalacia rychlocinnych armatur na parovody z PG,
upravy systemu nudzoveho elektrickeho napajania,
prepracovanie havarijnych prevadzkovych predpisov a surveillance programov
spracovanie studie PSA -1. Urovne,
vylepsenia protipoziarnych systemov
7.4.1.1 Postupna rekonstrukcia JE V-1
Zasadne ciele postupnej ekonstrukcie V-1 boli nasledovne:
- zvladnutie novodefinovanej maximalnej projektove] havarie (unik chladiva cez Js 200
mm) konzervatfvnym prfstupom a nadprojektove] havarie (unik chladiva cez Js 500)
realistickymi metodami,
- dosiahnutie take] tesnosti HZ a urovne lokalizacnych systemov, ktore zabezpecia, aby
pri definovanom uniku chladiva neboli prekrocene limitne hodnoty davkovych ekvivalentov ,
- dosiahnutie take] spol’ahlivosti bezpecnostnych systemov, aby pravdepodobnost’ich
zlyhania bola maximalne 10"3 rok"1,
- bezpecnostnymi systemami zabezpecit’, aby pravdepodobnost’ tavenia AZ reaktora bola
maximalne 10"4 na reaktorrok prevadzky,
- dosiahnutie take] spol’ahlivosti systemu automatickeho odstavenia reaktora, aby
pravdepodobnost’zlyhania bola maximalne 10"5 rok"1,
- ukoncenie seizmickeho zodolnenia vsetkych bezpecnostnych systemov a zariadenf
bloku a navaznych budov a systemov na 8° MSK-64 (zrychlenie 250 cm.s"2 horizontalne a
130 cm.s"2 vertikalne).
-106-
7.4.1.2 Modernizacie a zvysovanie bezpecnosti blokov JE V-2
Modernizacia blokov JE V-2 prebieha podl’a stanovenych deterministickych a
pravdepodobnostnych bezpecnostnych ciel’ov.
Deterministicke ciele:
- zvysenie jadrovej bezpecnosti na uroven sucasne platnych noriem danych poziadavkami
UJD SR a doporuceniami MAAE,
- bezpecna, spol’ahliva a ekonomicka prevadzka,
- vytvorenie podmienok na predlz enie zivotnosti blokov JE V2 na 40 rokov,
- vytvorenie predpokladov pre zvysenie vykonu blokov
Ciele pravdepodobnostne :
- pravdepodobnost poskodenia aktfvnej zony 10-4
- unik RA do okolia prevysujuci povolene davky pre obyvatel’stvo 10-5
- pravdepodobnost zlyhania bezpecnostnych systemov
- pravdepodobnost zlyhania havarijnych ochran
reaktorrok-1
reaktorrok-1
10-3
10-5
7.4.1.3 Dostavba 3. a 4. bloku EMO
S ohl’adom na sucasny stav priemyslu na Slovensku, ako aj realne moznosti cerpania
uverov na dostavbu 3. a 4. bloku v Mochovciach je ich d’alsi osud neisty. Vzhladom na cca
30% rozostavanost tychto blokov, ako aj skusenosti s prisposobovamm tychto blokov
zapadoeuropskemu standardu sa zda byt ich dostavba logicka. Po odstaven^ dvoch blokov
JE V-1 v Jalsovkych Bohuniciach (2006,2008) by ich prevadzka pokryla ocakavany vypadok
v produkcii elektrickej energie. Viacere nezavisle studie hodnotiace efektivnost vyuzitia
vlozenych prostriedkov ako aj potreby rozvoja slovenskej energetiky doporucuju ich
urychlenu dostavbu ako najlacnejsieho zdroja energie.
- 107 -
8 Palivovy cyklus
Jad rove palivo je vyznamnym koncentrovanym zdrojom na vyrobu energie v jadrovych
zariadeniach. Zfskavanie uranu, jeho spracovanie do forrmy palivovych clankov, ich pouzitie v
jadrovom reaktore a nasledna manipulacia s nimi az po ich definitfvne spracovanie a
ulozenie tvorf jednotlive fazy palivoveho cyklu.
8.1 Opis palivoveho cyklu
Palivovy cyklus kazdej jadrovej elektrarne mozno rozdelit’ do troch zakladnych skupfn
- predna cast’ palivoveho cyklu, ktora zacfna t’azbou uranovej rudy a koncf dodavkou
palivovych kaziet do reaktora,
- prevadzka paliva v reaktore, kde sa energia uvol’nena pri stiepeni jadier uranu vyuzfva na
vyrobu elektrickej energie a docasne skladovanie paliva pri reaktore,
- zadna cast’ palivoveho cyklu, ktora zacfna transportom vyhoreneho paliva z reaktora do
medziskladu alebo do recyklacneho zavodu a koncf hlbinnym ulozenfm vyhoreneho
paliva alebo prepracovanfm paliva a znovupouzitfm vo forme cerstveho alebo MOX
paliva (Mixed OXide).
!;l
mt
■ci"%
1
.■ 4:
■ .'a'r1
1H&:I ^ %
Obr. 8.1: Palivovy cyklus
-108-
8.2 Tazba a spracovanie rudy
Uran sa pouzfva ako palivo takmer vo vsetkych existujucich jadrovych reaktoroch po
celom svete. Vyskytuje sa bezne v horninach alebo morskej vode, ale z dovodu
neefektfvnosti jeho t’azby ovplyvnenej najma nfzkou koncentraciou uranu len mala cast’ z
neho sa t’azf. Jeho percentualne zastupenie v rude sa pohybuje od niekol’kych tisfcin
percenta po niekol’ko percent. Priemerna hodnota percentualneho zastupenia uranu v rude
pri t’azbe vo svete je priblizne 0,5 %. Uranova ruda sa t’azf klasickymi povrchovymi a
hlbinnymi metodami t’azby, ale aj kyslym alebo alkalickym luhovanfm. Vyt’azok je d’alej potom
drveny, mlety a chemicky upravovany v spracovatel’skych zavodoch az na ziadanu formu.
Cistemrm, koncentraciou a vyzrazanfm sa napokon zfska uranovy koncentrat, zlty prasok tzv.
zlty kolac „yellow cake". Chemicky ide o koncentrovanu zmes oxidov uranu U308.
Radioaktivita vyt’azeneho uranu je vel’mi mala. Radioaktfvne dcerske produkty sa so
zvyskom z t’azby stabilizuju a vratia spat’ do banf alebo sa ulozia inym sposobom. V
niektorych prfpadoch sa uran zfskava chemickym luhovanfm z uranovej rudy priamo na
mieste t’azenia. Tento proces je znarmy ako oddel’ovacia metoda alebo in-situ luhovanie.
Uran sa casto zfskava aj ako vedl’ajsf produkt pri t’azbe ostatnych vzacnych kovov ako
naprfklad medi a zlata alebo pri spracovavanf fosfatov. Vysledny koncentrat U308, v praxi
znarmy ako zlty kolac, obsahuje zvycajne 60 az 85% uranu na jednotku hmotnosti. V
zavislosti od jeho kvality moze byt’ este d’alej upravovany v cistiacich zavodoch, ktore su
zvycajne umiestnene ned’aleko miesta t’azby. Takto upraveny koncentrat je transportovany
do zavodu na konvertovanie na UF6.
Oxidanty H2S.04
Ruda
Amonium
CistenieVyzrazanie
Filtracia
Drvenie
Mletie
Luhovanie Extrakcia
Vysusovanie
Spekanie
Obr. 8.2. Proces vyroby U308 Sulfat
-109-
Prehl’ad prirodnych zasob uranu vo svete Tabul’ka 8.1
Krajina Percentualny podiel
Australia 28%
Kazachstan 15%
Kanada 14%
Juhoafricka republika 10%
Namibia 8%
Brazilia 6%
Rusko 4%
USA 3%
Uzbekistan 3%
Ine 9%
8.3 Konverzia
Vysoka cistota pozadovana pre jadrove palivo sa dosahuje rozpustemm koncentratu v
kyseline dusicnej, filtrovamm a reakciou roztoku s chemickymi rozpust’adlami. Konecny
uranovy dusicnan (UN alebo UNH) obsahuje len 0,05 % cudzich latok. Nitrat uranu je d’alej
konvertovany do formy UO2 a tento nasledne na UF6, ktory sa pouzwa v obohacovadch
zavodoch. Ak sa obohatenie nevyzaduje napriklad pre tazkovodne reaktory, potom je UO2
transportovane priamo do vyrobnych zavodov.
Uvedeny postup sa vztahuje na vyrobu UO2 paliva. Pre kovovy uran, pnpadne ine druhy
paliva je postup odlisny.
8.4 Obohacovanie
Uran sa v prirodnej forme vyskytuje najcastejsie v dvoch hlavnych zlozkach 238U a 235U.
Prvy dominantny izotop uranu 238U posob ako neutronovy absorbator a nazyva sa casto aj
ako mnozivy izotop. Stiepny izotop 235U je izotop s I’ahs^ jadrom a jeho priemerne
percentualne zastupenie v prirode je 0,712 % z celkovej hmotnosti uranu. Niektore reaktory
pracujuce vo svete pouzivaju ako palivo prirodny uran. Su to napriklad grafitom moderovane
Magnox reaktory a tazkovodne reaktory typu Candu. Lahkovodne (LWR) ako aj plynom
chladene reaktory AGR obsahuju vacsie mnozstvo neutronovych absorbatorov v aktivnej
- 110 -
zone reaktora a to je pricina, preco sa pri tychto druhoch reaktora pouziva palivo so
zvysenym obohatemm 235U. Obohatenie pouzwane vo svete sa z povodnej hodnoty 0,712%
zvysuje na 3 az 5 % v zavislosti od typu reaktora roznymi technologickymi postupmi. Nase
typy reaktorov VVER-440 pracuju momentalne s profilovanym palivom pri priemernom
obohaten cerstveho paliva 3,82 %.
Proces, ktorym sa dosahuje zvysene percentualne zastupenie 235U v palive sa nazyva
obohacovanie. Obohacovacie techniky vo vseobecnosti zahrnuju separaciu v plynnej faze
UF6. Tento material ma jednu podstatnu vyhodu vyuzwanu pri obohacovadch technikach.
Fluor ma totiz len jeden izotop a teda molove hmotnostne rozdiely, na ktorych su tieto
metody zalozene, su sposobene len rozdielmi molovych hmotnost^ medzi jednotlivymi
izotopmi uranu 238U a 235U. V sucasnosti sa v priemysle vyuzivaju dve technologie: starsia
difuzna a modernejsia odstredivkova. Vyvinute boli aj ine metody ako napriklad chemicka
a dyzova, ale tie sa nevyuzivaju vo vacsom meradle. Vo vyvoji su aj metody separacie
atomov uranu posobenmn laseru v pare uranu - metoda AVLIS (USA), (SILVA vo
Francuzsku) alebo molekularna separacia MLIS. Ich rozvoj a uplatnenie su vsak za
sucasneho stavu, ked’ kapacity prevysuju potreby, vefmi neurcite. Vyhodnost jednotlivych
metod sa urcuje pomocou separacneho stupna konkretnej obohacovacej technologie.
Separacny stupen rozdefuje vstupny tok s koncentraciou U235 XF na dve casti: produkt s
koncentraciou U235 XP a zvysok s podielom U235 XT. Schopnost separacneho stupna
oddel’ovat’ U235 a U238 je op^sana jeho separacnym faktorom F:
F = Xp (1 - Xr)
Xt (1 - Xp)(8.1)
a vyjadruje mieru obohatenia v jednom separacnom stupni. Z hmotnostnej bilancie mozno
vypoatat’ pomer mnozstiev vstupneho a vyprodukovaneho (obohateneho) materialu
FPR:
FPR = Xp Xt (8.2)%F - XT
V praxi sa kapacita obohacovacej linky (zavodu) meria tzv. jednotkami separacnej prace
(separative work unit - SWU). Tato miera je nezavisla od procesu a opisuje iba mnozstvo
separacnej prace pri obohacovarn na kilogram uranu (SWU.kg-1) v zavislosti od obohatenia
produktu a zvysku:
w = [y (Xp)-y (XT)]- FPR[y (XF)-y (XT)] (8.3)
Kde V(X) je hmotnostna funkcia pochadzajuca z diferencialnej bilancnej rovnice:
- 111 -
(8.4)f
V(X) = (2X-l)lnV
X
l-X
x
/
-------potrebna surovina
------ SWU14 -i
12 -i
" 6 c9 ■= >o 3
o </>
IT33 vo zvysku [%]
Obr.8.3: Optimalizacia mnozstva separacnej prace
Pri difuznej technologii prechadza plynny UF6 stovkami buniek, z nich kazda sa sklada z
kompresora, poreznej membrany a chladiacej jednotky. Princip difuznej technologie vyuzfva
fakt, ze v stlacenom UF6 je ryehlost’ molekul s 235U vyssia a dochadza k castejsiemu kontaktu
s poreznou membranou a k prenikaniu cez nu. Maximalny teoreticky faktor separacie jednej
bunky je 1,0043. Na dosiahnutie obohatenia niekol’kych percent je nutne pouzit’ vel’ke
mnozstvo buniek. Tato technologia je vel’mi energeticky narocna.
Odstredivkova technologia spocfva v otacanf odstredivky, pri ktorej sa t’azsie jadra 238UF6
hromadia na periferii a 235UF6 uprostred centrifugy. Maximalny separaeny faktor jednej
odstredivky je 1,153 (pre rychlost’ otacania 500 m/s a teplotu 300 K). Tato technologia
nevyzaduje tol’ko obohacovacfch stupnov a spotreba energie je podstatne mensia ako pri
difuznej technologii. Nevyhodou su vsak vel’ke investicne naklady.
Ceny za obohacovacie sluzby tvoria vyznamny komponent celkoveho palivoveho cyklu a
zvlast’ prednej cast! palivoveho cyklu.
-112 -
8.4.1 Odstredivkovy proces
Zakladna konstrukcia a princip plynnej centrifugy je znazornena na obr.8.4. Vhodne
upevneny rotor hnany elektromotorom sa otaca vysokymi otackami vo vakuovej komore.
Odstrediva sila sposobuje koncentrovanie sa t’azsfch 238UF6 molekul po obvode rotora, am
vznika obohatenie plynu 235UF6 smerom k osi. Separacny efekt, ktory povodne vznika v
radialnom smere je umocneny prudemm plynu pozdlz osi rotora (vyvolane napr. teplotnym
gradientom). Silne odstredive pole vytvara naviac radialne rozlozenie tlaku plynu, pricom po
obvode rotora byva tlak o niekol’ko radov vyssf ako pri jeho osi. Takmer cela hmota plynu sa
sustred’uje v tenkej vrstve po obvode rotora, kam su umiestnene a vystupne potrubia
produktu a zvysku.
obohatenyo
ochudobneny
teleso odstredivky
rotor
elektromotor
Obr.8.4: Schema dstredivky
Odstredivkove obohacovacie zariadenie su charakterizovane vysokymi zriad’ovacfmi
nakladmi, pri nfzkych (relatfvne k difuznym) prevadzkovych nakladoch. Vykonova spotreba
sa pohybuje od 50 do 150 kWh.SWU"1.
-113-
8.4.2 Difuzny proces
Zakladnym principorm, na ktorom je zalozena funkcia difuzneho procesu je fakt, ze izotopy
uranu 235 a 238 prechadzaju kvoli ich rozdielnej hmotnosti cez poreznu membranu roznou
rychlost’ou. Princip je znazorneny na obr. 8.5. Plyn, UP6, sa vhana pod vysokym tlakom do
difuznej jednotky. Lahsie 235UF6 molekuly prechadzaju cez membranu o nieco rychlejsie, ako
molekuly t’azsieho 238UF6. Priblizne polovica vstupneho materialu prejde membranou ako
mierne obohateny produkt.
nizky tlak
vysokotlaka oblast’
X ■p
vstup
nizky tlak
Obr.8.5: Difuzny proces
obohateny
ochudobneny
8.4.3 Aerodynamicka separacia
Pracuje na rovnakom principe ako separacna odstredivka. Ma relativne vysoky separacny
faktor (1,025-1,030). Na jednotku separacie, je teda treba menej separacnych stupnov.
Vysoka energeticka narocnost’ (3 000 kWh.SWU"1) sposobuje vysoke prevadzkove naklady.
8.4.4 Atomova a molekularna separacia
Laserove procesy vyuzivaju mierny rozdiel v absorbcnych spektrach izotopov uranu 235 a
238 a ich chemickych zlucenin. Monochromaticky laserovy zdroj umoznuje selektivne
vzbudit’ atomy alebo molekuly a tym ich ionizovat’, pripadne sposobit’ ich rozklad. Takto
vznikajuce obohatene iony a molekuly mozno nasledne jednoducho separovat’. Na tomto
principe pracuju dva rozdielne procesy:
8.4.5 Atomova laserova separacia (A VLlS-atomic vapor laser separation)
Technicky princip atomovej separacie je znazorneny na obr.8.8. Uran je odparovany vo
vysokom vakuu pomocou elektronoveho luca. Pary su selektivne ionizovane
-114-
monochromatickym laserovym lucom a iony su nasledne separovane v elektrickom poli.
Obohateny a ochudobneny uran sa potom zachytavaju na kolektoroch s teplotou > 1400 K.
Proces ma vysoky separacny faktor, na komercne vyuzitie postacuje jeden separacny
stupen. Vykonova narocnost’je nfzka -200 kWh.SWU"1.
obohateny
Obr.8.6: Atom ova laserova separacia
ochudobneny uran
laserovy luc
uranove
elektronovy luc
roztaveny
kovovy uran
8.4.6 Molekularna laserova separacia (MLIS- molecular laser isotope separation)
V molekularnom separacnom procese su izotopy 235 U v UF6 excitovane inf race rvenym
laserom, cfm sa sposobf rozklad molekul UF6 na UF5, ktory je odseparovany z plynneho UF6
ako tuha latka (prach). Koncepcia MLIS je znazornena na obr. 8.7. Excitacia a rozklad
molekul prebieha po ochladenf plynu pod 100 K. Kvoli tomu sa UF6 najskor miesa s
nereaktfvnym plynom a prechadza expanznou dyzou. Vysledkom selektfvnej izotopickej
excitacie vznika obohateny UF6, ktory sa zachytava na filth ako prach a spat’ fluorizuje na
obohateny UF6. Plynne produkty: ochudobneny UF6, nosny plyn a fluor su separovane a
d’alej spracuvane.
Tento proces ma taktiez vysoky separacny faktor a pre obohatenia paliva do
I’ahkovodnych reaktorov stacf jeden separacny stupen.
-115-
filter
expanzna
Obr.8.7: Molekularna laserova separacia
obohateny UF6
ochudobneny
(prasok)
8.5 Konverzia
Obohateny hexafluorid uranu je chemicky ko n vert ova ny na keramicky akttvny U02 prasok
vysokej cistoty, ktory sa pri vyrobe paliva ako material uz d’alej chemicky nerment. Bolo
vyvinutych viacero konverznych procesov, ktore sa komercne vyuztvaju. Vo vseobecnosti ich
mozno rozdelit’ na dva druhy: tzv. mokra a sucha konverzia. Pri mokrom spracovant vznikaju
castice prasku vo forme suspenzie, pri suchom spracovant v plynnej faze vo forme aerosolu.
V poslednom obdobt vyrobcovia paliva prechadzaju z financnych dovodov na suchu
konverziu, pri ktore] nevznikaju ziadne kvapalne odpady a celkove mnozstvo odpadov je v
porovnant s mokrymi sposobmi vyroby U02 vel’mi male.
8.5.1 Sucha konverzia
Priemyselne sa vyuztvaju 4 procesy konvertujuce UF6 na U02 v plynnej faze: IDR
(integrated dry route), DCFB (direct conversion fluid bed), DC (dry conversion) a GECO
(General Electric Conversion) .
8.5.2 Mokra konverzia
Vo vyrobe sa vyuztvaju 2 „mokre“ procesy konverzie UF6 na U02 a to: AUC (Ammonium-
Uranyl-Carbonate nazov podl’a medziproduktu) a ADU (Ammonium-Di-Uranate). V
sucasnosti vyrobcovia paliva upust’aju od mokrej technologic, aj ked’ z hl’adiska
-116-
znovuzfskavania uranu z odpadov su tieto vyhodne, ich ekonomicka narocnost’ a produkcia
kvapalnych odpadov je nesporne vyssia ako pri suchych technologiach.
8.6 Vyroba jadroveho paliva
Vyroba jadroveho paliva je zaverecnou operaciou prednej cast! palivoveho cyklu.
Vstupnou surovinou je prasok U02, ktory ma vysoky bod tavenia a d’alsie priaznive fyzikalne
vlastnosti z hl’adiska namahania paliva pocas prevadzky v reaktore. Vlastnosti, ktore sa
sleduju pri prasku su stochiometria, hustota, specificka plocha, vel’kost’ castic a krystalov.
Vsetky tieto para met re svojim sposobom ovplyvnuju lisovanie a spekanie peletiek a nasledne
aj kvalitu cerstveho paliva.
Z praskoveho U02 sa lisuju peletky s pociatocnou hustotou 5,5 az 6,2 g.cm"3, ktore sa
nazyvaju „zelene peletky". Nasledne sa spekaju v peci pri vysokej teplote v roznych
atmosferach (H2, H2+H20, H2+C02, Ar, N). Technika lisovania je zlepsovana aj pouzh/amm
pojiv, zabezpecujucich lepsiu formovatel’nost’ prasku potrebnu pri lisovani peletiek. Co sa
tyka spekania, vo vseobecnosti su zname dva postupy: vysokoteplotne a nfzkoteplotne
spekanie. Sposob spekania vyrazne ovplyvnuje strukturu paliva, ako napnklad vel’kost’ zfn
a porov v reze peletky. Vel’kost’ zfn je parameter, ktory sa vyrobcovia snazia co najviac
zvysovat’, nakol'ko je od neho zavisle uvol’novanie stiepnych produktov pocas prevadzky
paliva. Pory na druhej strane maju zabezpecovat’ dynamicke vlastnosti paliva, najrma jeho
pruznost’, co je vel’mi dolezite pri zmene vykonovych hladfn pocas cinnosti paliva v reaktore.
Najddlezitejsi parameter je hustota spekanej peletky, ktora dodava palivu pozadovanu
pevnost’ a najma stabilitu. Uvedeny obrazok informatfvne demonstruje zmenu vel’kosti tvaru
peletky pocas spekania.
Spekana peletka
Obr.8.8: Zmena objemu peletky pocas spekania
-117-
Takto spekane peletky su este technologicky upravovane v zavislosti od poziadaviek
odberatel’a a typu reaktora a nasledne sa zasuvaju do palivovych prutikov. Palivovy povlak,
rurka, je po navareni spodnej koncovky naplnena hotovymi U02 tabletami s hustotou 10,4-
10,7 g.cm"3, natlakovana inertnym plynom (najcastejsie He) a zapecatena navarenim hornej
koncovky. Tento palivovy prutik je d’alej podrobeny kontrole tesnosti. Spojemm niekol’kych
takychto naplnenych prutikov s d’alsimi konstrukcnymi prvkami vznika palivova kazeta. Na
konstrukcne casti palivovych kaziet sa najcastejsie pouziva legovany zirkon, ktory vykazuje
vel’mi nizku absorpciu neutronov, pri urcitych typoch reaktorov sa vsak pouziva aj nerez.
Lisov Spek Plnenieprutika
Pras Pplpt Pplptka nn snpkaniObr.8.9: Proces vyhotovenia palivovej kazety
Palivnvv Palivnva kaypta
Dizajn palivovych kaziet a konstrukcne riesenie su cim d’alej, tym viac sofistikovanejsie,
umoznujuce lepsie vyuzitie paliva, zvysenie vyhorenia a lepsie spravanie sa paliva pocas
prevadzky v reaktore. To vedie k zlepseniu aj ekonomickej stranky vyroby.
8.7 Ekonomika prednej casti palivoveho cyklu
Ddlezitym ukazovatel’om vplyvajucim ma ekonomiku palivoveho cyklu su naklady na
cerstve jadrove palivo. V jeho cene sa odraza financna narocnost’ jednotlivych faz palivoveho
cyklu. Ich percentualny podiel vyjadruje obr.8.10.
■ Vyroba paliva
■ Obohacovanie
DSurovina
■ Konverzia
Obr.8.10: Ekonomicka narocnost vybranych faz palivoveho cyklu
-118-
8.8 Prevadzka paliva v reaktore
Cerstve palivo je z vyrobneho zavodu prevezene do elektrarne, kde je skladovane do
doby jeho zavezenia do reaktora. Z uzla cerstve ho paliva su potom palivove kazety
prevezene do aktivnej zony reaktora, kde su prevadzkovane po dobu 3 az piatich rokov v
zavislosti do typu reaktora a vyhorenia paliva. Pocas tejto fazy sa urate mnozstvo atomov
stiepi a energia z^skana zo stiepnej reakcie sa d’alej vyuziva na vyrobu elektrickej energie.
Rovnako sa pocas tejto doby uvol'rn primerane mnozstvo stiepnych produktov. Typicke PWR
palivove kazety produkuju aj po vyvezem z aktfvnej zony niekol’ko 100 kW tepla z
radioaktfvneho rozpadu stiepnych produktov v palive. Kvoli tomu su vyvezene kazety
skladovane v bazene pri reaktore po dobu minimalne 3 roky, pocas ktorej tepelny vykon a
radiacia klesaju exponencialne s casom. Voda v bazene zabezpecuje dobry odvod tepla a jej
cirkulacia v bazene pomaha udrziavaf teplotnu rezervu potrebnu na bezpecnu prevadzku
bazenu. Niekolko metrov vody nad urovnou palivovych kaziet poskytuje dostatocnu ochranu
proti ziareniu. Okrem toho pri normalnej prevadzke reaktora vznika aj tekuty a tuhy
radioakt^vny odpad. Technicky sa tento odpad oznacuje ako n^zko a stredne aktivny odpad.
8.8.1 Transport cerstveho paliva
Transport je nevyhnutnou sucasfou palivoveho cyklu. Jednou pric inou je aj to, ze uranove
rudy nie su dostupne vsade vo svete. V skutocnosti je jadrove palivo pocas svojej zivotnosti
transportovane viackrat. Tieto transporty su najcastejsie medzinarodneho charakteru a na
dlhe vzdialenosti. Jadrove palivo je vo vseobecnosti prepravovane v specialnych
transportnych kontajneroch firmami a podnikmi, ktore vlastnia licenciu na prepravu jadrovych
materialov.
Primarnym stupnom bezpecnosti pri transporte jadroveho paliva je sposob, akym je
balene a zapuzdrene. Zavis^ najma od stupna palivoveho cyklu materialu. Je vytvorenych
viacero zasielkovych noriem a typov na indikaciu potencialneho nebezpecenstva transportov
jadrovych materialov.
Zasielky typu A su vyrabane tak, aby odolali malym nehodam a su pouzivane na transport
stredne-akt^vnych materialov ako su nuklidy na medicmske vyuzitie. Bezne priemyselne
kontajnery sa pouz^vaju pre n^zko-akt^vne materialy ako napr^klad U3O8.
Zasielky pre vysoko-aktivny odpad a vyhorene palivo su robustne a velmi bezpecne
kontajnery a su oznacovane ako zasielky typu B. Obsahuju tiez obaly na odtienenie gama
a neutronoveho ziarenia i v extremnych podmienkach. Existuje okolo 150 druhov zasielok
typu B.
- 119 -
Mensie mnozstva vysoko-aktfvneho materialu (zahrnujuce aj plutonium) su
transportovane na lietadlach a oznacuju sa zasielky typu C. Typ C znamena vacsiu ochranu
a bezpecnosf ako pri type B.
Zasielky na prepravu jadrove ho paliva su navrhovane tak, aby ich integrita vydrzala
a zostala neporusena pri rozlicnych podmienkach, ku ktorym by mohlo eventualne prfsf
pocas prepravy a aby sa zaistilo, ze pri nehode to nebude maf vaznejsie nasledky.
Podmienky, voci ktorym su zasielky testovane su: ohen, naraz, vlhkosf, dazde, tlak, teplo a
chlad.
Od roku 1961 medzinarodna agentura pre atomovu energiu (IAEA) uverejnila poradne
pravidla pre bezpecny transport radioaktfvneho materialu. Pravidla vytvorene v IAEA sa
aplikuju v 60 krajinach, ale aj v inych regionalnych a medzinarodnych transportnych
organizaciach. IAEA pravidelne uverejnuje a obnovuje podmienky a revizie pre transport
paliva. Na Slovensku je zavaznou Vyhlaska Uradu jadroveho dozoru SR z 13.10.1999
„O podrobnostiach prepravy jadrovych materialov a radioaktfvnych odpadov“. Ciel'om
uvedenych pravidiel a noriem je chranif lud^ a zivotne prostredie od vplyvu radiacie pocas
transportu radioakUvnych materialov.
Ochrana je dosahovana: spol’ahlivym uzavretfm radioaktfvneho obsahu,
dodrzovarnm externych radiacnych stupnov,
zabranemm poskodenia teplom,
zabranemm kriticnosti.
Zakladnym prindpom aplikovanym na transport radioaktfvneho materialu je, ze ochrana
zav^ od dizajnu zasielky bez ohl'adu na to ako sa material prepravuje.
8.8.2 Transport a skladovanie vyhoreneho paliva
Po kampani obsahuje vyhorene palivo 96% uranu, 1% plutonia a 3% stiepnych produktov
a transuranov. Vyhorene palivo je po vytiahnutf z reaktora intenzivnym zdrojom ionizujuceho
ziarenia. Je skladovane vo vodnych bazenoch vedl’a reaktora, kvoli poklesu zvyskoveho
tepelneho vykonu a ziarenia. Skladovanie paliva na bloku trva spravidla minimalne 3 roky.
Dalej je vyhorene palivo transportovane do docasneho skladu alebo do prepracovatel’skych
zavodov. Vyhorene kazety su prepravovane v zasielkach typu B. Tieto zasielky maju
specialny obal zo zeleza alebo z kombinacie olova a zeleza a mozu vazif aj cez 100 ton pri
prazdnom obsahu. Typicky transportny kontajner ma kapacitu 6 ton vyhoreneho paliva.
- 120 -
Transport paliva potrebny v celom palivovom cykle Tabulka 8.2
MaterialTransport
PoznamkyZ Do
Ruda Tazba Mletie Zvycajne na tom istom mieste
Zlty kolac Mletie Konverzia Rozne uranove zlozky
Uran hexafluorid (UF6) Konverzia Obohatenie
Obohatene UF6 Obohatenie Vyroba paliva
Cerstve palivo Vyroba paliva Prevadzka
Vyhorene palivo PrevadzkaSkladovanie
VJPSkladovanie v bazenoch HVB
Vyhorene palivoSkladovanie
VJP
Ulozenie
(medzisklad) Technologicky najnarocnejsftransport
Vyhorene palivoSkladovanie
VJPPrepracovanie
Uran-oxid Prepracovanie Konverzia Prepracovany uran oxid
Plutonium oxid Prepracovanie Vyroba paliva
Stiepne produkty PrepracovanieUlozenie
(medzisklad)Zasklenie (Pyrox sklo)
Odpad Vsetky procesySkladovanie,
ulozenieZvycajne na tom istom mieste
Vyhorene jadrove palivo (VJP) je specifickym druhom radioaktfvneho materialu a
nakladanie s mm patri medzi najnarocnejsie oblasti jadrovo-energetickeho komplexu z
hl’adiska ochrany zivotneho prostredia a ekonomiky palivoveho cyklu (PC).
Pri nakladan s VJP rozlisujeme tri fazy:
- kratkodobe skladovanie v bazenoch hlavneho vyrobneho bloku (HVB) (min. 3 roky),
- strednodobe skladovanie v areali alebo mimo arealu jadrovej elektrarne (JE) (3-50
rokov),
- definitfvne ulozenie VJP pri otvorenom PC,
Pri uzavretom PC rozlisujeme 6 faz:
- kratkodobe skladovanie v bazenoch hlavneho vyrobneho bloku (HVB) (min. 3 roky),
- 121 -
- strednodobe skladovanie v areali alebo mimo arealu jadrovej elektrarne (JE) (nie je
nevyhnutne),
- transport VJP a jeho prepracovanie v prepracovatel’skom zavode,
- vyroba MOX, prip. „re-enriched“ UO2 paliva,
- navrat vysokoaktfvnych odpadov z prepracovania a ich strednodobe skladovanie (3-50
rokov),
- definitivne ulozenie vysokoaktfvnych odpadov.
Transport vyhoreneho paliva si vyzaduje zvlastne bezpecnostne opatrenia. Palivo sa
prepravuje v specialnych kontajneroch chraniace okolie a personal manipulujuci s palivom
pred ziaremm. Konstrukcia je dobre prepracovana a technicky overena. Bezpecnosf
a sposob transportu zavisi najma od vyhorenia a typu paliva.
8.8.3 Bazeny skladovania v hlavnom vyrobnom bloku a v medzisklade
Projekt jadrovej elektrarne urcuje zasadne podmienky a kapacitu pre kratkodobe
skladovanie VJP v bazenoch hlavneho vyrobneho bloku (HVB). Vsetky typy
prevadzkovanych lahkovodnych JE vyuzivaju v prvych rokoch po vyvezem paliva z reaktora
mokry sposob skladovania. Pomerne vysoky koeficient prestupu tepla na rozhran kovoveho
povlaku paliva a vody zabezpecuje dobry odvod zvyskoveho tepla vyvijajuceho sa v palive aj
po vytiahnut^ z reaktora v dosledku utlmujucich sa jadrovo-fyzikalnych procesov. Doba
skladovania sa v JE s tlakovodnym reaktorom (PWR) pohybuje od 3 do 10 rokov v zavislosti
od konstrukcie bazenov HVB a podmienok pre d’al’s ie nakladanie.
Po ciastocnom vychladnuU v bazene skladovania sa vo svete vyuzi vaju dva sposoby
d’alsieho nakladania s vyhorenymi palivovymi kazetami. Pri prvom sposobe su vyhorene
palivove kazety prevezene do strednodobeho skladu vyhoreneho paliva a tam cakaju na
definit^vne ulozenie v ulozisku alebo prepracovanie. Typickym strednodobym skladom je
medzisklad vyhoreneho paliva (MSVP) v Jaslovskych Bohuniciach, kde moze byf VJP
skladovane po dobu az 50 rokov.
Cena za skladovanie zavisi od druhu skladovacieho zariadenia (mokry - suchy
medzisklad) mnozstva a typu paliva, od jeho vyhorenia a technickeho stavu, poskodenia atd.
Vsetky tieto faktory urcuju technicku narocnosf operacn vykonavanych s VJP pri jeho
skladovarn, napr. radiacna ochrana, dodatocne obalky kontajnerov ci cistenie a likvidacia
kontaminovaneho chladiaceho media.
Niektore krajiny spr^snili normy na manipulaciu s VJP a jeho transport do MSVP na 5
pripadne viac rokov, s cielom znizit’ radiacnu zafaz personalu na minimum a zvysif
skladovaciu kapacitu bez dodatocnych uprav chladiacich systemov. Druhy sposob rata so
- 122 -
skladovamm paliva v bazene VJP pri reaktore a naslednym prepracovamm a vyuzitfm
recyklovatel’nych materialov v palivovom cykle.
8.8.3.1 Technologia strednodobeho skladovania
V sucasnosti sa pre strednodobe skladovanie VJP pouzivaju dva rozne sposoby, ktore sa
prakticky lis ia hlavne zvolenym chladiacim mediom:
- mokre skladovanie,
- suche skladovanie
Mokry sposob skladovania vyuziva ako chladiace medium demineralizovanu vodu. K
rozvoju tejto metody skladovania viedli skusenosti zo skladovania vyhorenych palivovych
kaziet v bazenoch skladovania v HVB. Voda spolu s konstrukciou bazenu dostatocne ucinne
chrani pred ziaremm a zaroven zaisfuje odvod tepla produkovaneho vyhorenym palivom.
Pozadovana teplota vody je udrzovana tepelnymi vymenmkmi. Z technologickeho hl’adiska je
vybudovanie mokrych medziskladov vel’mi narocne, pretoze sa mus^ dostatocne zabezpecif
tesnosf skladovac^ch bazenov (po dobu najmenej 50 rokov) a chladiace medium musi byf
priebezne cistene.
MSVP v areali EBO vyuziva mokre skladovanie. Po dobudovam v roku 1987 sluzilo nielen
pre styri bloky EBO, ale aj pre skladovanie VJP z JE Dukovany, ktore bolo vratene az po
dobudovam strednodobeho skladu v ich lokalite. Po skompaktnem skladovacich bazenov
postaC^ kapacita MSVP pre vsetky styri bloky EBO po celu dobu zivotnosti. Doterajsia
prevadzka a 15-rocne skusenosti z nej svedcia o bezpecnosti mokreho skladovania a
dobrom zvladnut^ celej technologie.
Suchy sposob skladovania vyuziva na odvod tepla prirodzene prudenie vzduchu.
Vyhorene palivo je umiestnene v specialnych kontajneroch, vyrobenych obvykle z materialov
s dobrymi tieniacimi vlastnosfami (rozne ocele alebo liatiny, beton). Vzhladom na svoju
konstrukciu sa mozu kontajnery pouzif aj na prepravu VJP, mozu byf ulozene v
uzatvorenych betonovych stavbach (kobkach, silach) alebo budovach s l'ahkou ocelovou
konstrukciou, popnpade sa mozu umiestnif aj samostatne na otvorenej ploche. Vyhorene
palivo sa nemusi niekolkokrat prekladaf, ale po vyloZen^ z bazenu skladovania HVB sa v
kontajneroch moze prepravif do strednodobeho skladu, skladovaf potrebnu dobu a d’alej v
tych istych kontajneroch prepravif na miesto konecneho ulozenia alebo prepracovania.
Vystavba sucheho skladovacieho zariadenia nie je tak narocna na technologiu, ako je to pri
mokrom skladovam. Ovela vacsia pozornosf sa venuje konstrukcii kontajnerov na vyhorene
palivove kazety, ich tieniacim a tesniacim vlastnostiam. Kontajner musi dostatocne chranif
okolie pred negativnymi ucinkami ionizujuceho ziarenia.
- 123 -
Pre kazdy sposob skladovania VJP existuju rozne technicke riesenia, ktore sa lisia v
zavislosti od dodavatel’ov. Vyber konkretneho sposobu je urcovany okolnosfami a strategiou
prislusnej elektrarenskej spolocnosti. Prehl’ad vyuzwania roznych technology je uvedeny v
tabulke 8.2.
Konecna vol’ba typu technologie vzdy vychadza z kritem bezpecnosti, nakladnosti a
licencnych podmienok kazdej krajiny. Vseobecne ekonomicke vysledky mozu byf
zavadzajuce, pretoze kazdy pripad riesi rozne technicke a institucne podmienky. Urcita
zrejma zavislosf existuje na mnozstve skladovaneho VJP. Male modulove systemy, napr.
kontajnery sa ukazuju ako ekonomicky vyhodnejsie pre jednotlive jadrove elektrarne s
potrebou skladovania 200 az 400 t VJP. V pripade celostatnych projektov s potrebou
uskladnif vacsie mnozstvo paliva (5 az 10 tisic ton), moze byf prijate ine riesenie. Pre vel’ke
mnozstva paliva cena skladovania jednotkoveho mnozstva v bazenoch mokreho skladovania
a suchych kobkach klesa a stava sa ekonomicky vyhodnejsou.
Vyuzitie roznych skladovacich technology v praxi Tabul’ka 8.3
Sposobskladovania
Technologia Dodavatelia Hlavne rysy Vyuzitie v krajinach
MokreBazeny
mokrehoskladovania
BNFL
SKB
SGN
overena
technologia,
malo modulove
a pruzne, drahe
Francuzsko, Anglicko,
Svedsko, Frnsko,
Japonsko, Slovensko
Suche
Interakcnebetonovesystemy
(kobky)
SGN,
Siemens,
GEC/Alsthom
Vectra
modulove,
stredne
nakladne,
stredne pruzne
Anglicko, Holandsko,
Mad’arsko, Skotsko,
Francuzsko, Rusko
Suche
Pasivnebetonovesystemy
(kontajnery)
Ontario Hydro
Sierra
Nuclear
modulove,
lacne
Ukrajina
Bulharsko
SucheKovovekontajnery
GNS
NAC
TN
pruzne a
modulove,
umoznujuce
prepravu,
stredne
nakladne
Nemecko, Spanielsko,
Japonsko, Svajciarsko,
Belgicko, Litva, Ceska
republika
- 124 -
8.9 Prepracovanie paliva
Prepracovanie v sebe zahrna znovuziskanie plutonia a uranu z vyhoreneho paliva a jeho
dalsie spracovanie. Ide tu o separaciu uranu a plutonia od ostatnych stiepnych produktov a
aktinoidov. Ziskany uran moze byf d’alej obohateny a pouzity ako nove palivo alebo spolu s
plutoniom pouzity na vyrobu MOX paliva. Takymto sposobom moze byf okolo 30 %
potencialnej energie z pociatocneho paliva znovu vyuzitych v tepelnych alebo rychlych
reaktoroch. Technologicke operacie v prepracovatel’skych zavodoch su vykonavane vylucne
s dial’kovym ovladamm a s adekvatnymi bezpecnostnymi opatreniami proti radiacii. Pri
prepracovarn su palivove kazety rozrezane a vlozene do kyseliny dusicnej, co sposob ze
palivo sa rozpusti v kyseline a oddeli sa od zirkonioveho povlaku, ktory je chemicky staly.
Roztok uranu, plutonia, inych aktinoidov a stiepnych produktov je potom chemicky
spracovany seriou stupnov potrebnych na z^skanie zmesi nitratu plutonia a uranu vysokej
chemickej cistoty. Odpadovy material (aktinoidy, stiepne produkty a nechcene necistoty) su
skladovane ako vysoko radioakUvna zmes vo vode v boxoch s dvojitou stenou z
nehrdzavejucej ocele pred d’alsim pouZit^m. Separovane nitraty uranu a plutonia su dalej
spracovavane. Uran moze byf konvertovany na UO2 a zmiesany so stiepnym materialom a
pouzity na vyrobu noveho paliva alebo konvertovany na UF6 a znovu obohateny na prislusnu
hodnotu obohatenia. Plutonium je konvertovane na PuO2 a moze byf bud skladovane alebo
pouzite spolu s UO2 na vyrobu MOX paliva pre tepelne alebo rychle reaktory.
8.9.1 Recyklacia plutonia
Plutonium mozno pouzif ako MOX palivo do tepelnych reaktorov ako PWR alebo BWR,
alebo aj v rychlych reaktoroch. Jeho pouzitie moze byf aplikovane aj v AGR. Prve pouzite
MOX palivo bolo aplikovane v Belgicku na PWR na demonstrate ucely pred takmer 40
rokmi. Pouzitie MOX paliva sposobuje zmeny neutronovych charakteristik reaktora, ktore
musia byf zohladnene pri jeho prevadzke. V beznych LWR reaktoroch najvacsi podiel
MOXu, ktory mozno pouzif je priblizne 50 percent. V buducnosti bude mozne navrhnuf LWR,
ktore budu schopne pracovaf aj so 100 percentnym MOX palivom. Mnozstvo izotopov
s vyssim ucinnym prierezom absorpcie neutronov narasta s hodnotou vyhorenia paliva.
Rozpad izotopu 238Pu produkuje znacne mnozstva tepla a neutronov a je jednym z faktorov
ovplyvnujucich cenu za vyrobu, transport a skladovanie PuC^ a MOX paliva. Produkcia
plutonia sa kona, ked je palivo vyvezene z reaktora. Od tej doby sa stava radioakUvny
rozpad jednym z kritickych faktorov v plutoniovom refazci kvoli produkcii mnozstva stiepnych
izotopov a gama ziarenia, ktore sfazuju manipulaciu s MOX palivom a jeho prepracovanie sa
stava ekonomicky narocnejsie. V roku 1989 NEA odporucila limity zalozene na praktickej
skusenosti skladovania materialu s obsahom plutonia. Maximalne doby skladovania pre
PuO2 prasok, MOX palivove prutiky a cerstve MOX kazety su 2 roky, 10 az 13 rokov a 13 az
- 125 -
20 rokov. Vo vseobecnosti sa uvazuje aj so skladovamm medzi prepracovamm a fabrikaciou
MOX paliva, ale zvacsa ide o kratkodobe skladovanie. Nove zavody na prepracovanie, ako
napr. francuzsky MELOX, umozn uju pouzitie aj starsteh plutoniovych praskov (5 az 6 rokov
po prepracovani). Pricinou je zvysena automatizacia a lepsia ochrana personalu. Ak treba
ziskat’ vacsiu flexibilitu, mozeme precist’ovat’ stare plutonium na pozadovanu hodnotu cistoty.
Zavody MOX druhej generacie, ako napr. zavod v Sellafielde, budu moct pracovat aj so
starsim plutoniovym praskom z paliva s vysokym vyhoremm (10 rocne plutonium z
60 GWd.tTK-1).
8.9.2 Recyklacia uranu
Sucasny ekonomicky stav na trhu uranu obmedzuje zaujem v prepracovani uranu i ked’ su
krajiny, v ktorych nepretrzite prebieha vyvoj technol6gi^ na prepracovanie paliva. V nedavnej
minulosti sa ako nadejna technologia spracovania vyhoreleho jadroveho paliva ukazovala
technologia ADTT (Accelerator Driven Transmutation Technology), ktora umoznovala
vyraznu redukciu objemu radioaktivnych nuklidov. Podrobnejsie sa o tychto technologach je
mozne docitat’ v kapitole 11. Cast vyhoreneho paliva najma z JE typu PWR sa recykluje
pomocou MOX technology (mixed oxide U + Pu). Technologicky zvladnuta je i recyklacia
paliva v reaktoroch FBR.
8.9.3 Odpady z prepracovania
Proces manipulacie odpadu z prepracovania je dokonale zvladnuty a overeny vo
viacerych krajinach. Odstranen^m plutonia a uranu pri prepracovan^ sa redukuje objem
vysoko aktivneho odpadu. Na druhej strane rastie objem mzko a stredne akdvneho odpadu.
Co sa tyka technologie spracovania tohto odpadu, objem odpadu ma klesajuci charakter s
casom. Navyse vo viacerych krajinach sa realizuju rozne programy na minimalizaciu tohto
odpadu. Odpady mozno rozdelit do niekol’kych kateg6ri^.
Procesny odpad
Ide najma o odpad pozostavajuci zo stiepnych produktov a aktinoidov, ktore reprezentuju
okolo 99 percent z celkovej radioaktivity vyhoreneho paliva. Tieto produkty su zasklievane
podfa znamej technologie uz od roku 1978. Objem vitrifikovaneho vysokoakdvneho odpadu
(VHLW) je len 115 l/tTK.
Druhotny zdroj tohto odpadu pochadza z rurok a armatur potrubia. Tento odpad je
ulozeny do betonu a oznacuje sa ako ILW (stredne radioaktivny odpad).
Prepracovacie zavody zatazuju zivotne prostredie vefmi mzko aktivnymi plynnymi a
kvapalnymi odpadmi, vzniknutymi pocas rozlicnych etap prepracovania. Hodnoty radiacie
- 126 -
tohto druhu odpadu su prisne monitorovane co ma za nasledok zvysenie ceny za tuto
polozku.
Technologicky odpad
Tento odpad vznika pri prevadzke prepracovatel’skeho zavodu:
- pouzite naradie a casti zariadem
- degradovane rozpustadla
- tuhy odpad (rukavice, odev atd.)
- kovove sudy s malym mnozstvom kontaminacie
Ide o tekuty a tuhy odpad. Tekuty odpad je koncentrovany a ulozeny do bitumenu (ILW)
alebo je chemicky prepracovany na tuhy odpad. Tuhy odpad je ulozeny do betonu (ILW)
alebo zabaleny do sudov (LLW).
8.9.4 Spracovanie odpadu
Podl’a prislusnych opatren mozno vitrifikovany vysokoradioaktfvny odpad skladovany v
medzisklade po dobu niekol’kych desat’roa, za ktoru sa hodnota tepelneho a radiacneho
vykonu zmensila pod stanovenu hodnotu, transportovat a ulozit do hlbinneho uloziska.
Matrica zo skla, v ktorej je ulozeny vysokoradioaktfvny odpad, metoda zapuzdrenia a
geologicke miesto na ulozenie a izolovanie vysokoradioaktfvneho materialu od biosfery su
starostlivo vybrane a preskumane aby pri skladovarn bola zaistena bezpecnost pocas
dlhodobej prevadzky.
8.9.5 Definitivne ulozenie - hlbinne ulozisko
Vo svete je vseobecne akceptovany nazor, ze pre definitivne ulozenie su vhodne jedine
ulozne priestory budovane v hlbinnych geologickych formaciach, u ktorych je vysoka
pravdepodobnost, ze nedojde ku zmenam zistenych geologickych vlastnostf a
hydrogeologickych pomerov v casovom obdob urcenom v bezpecnostnych rozboroch
(najcastejsie 104-105 rokov). Tento pristup je v mnohych krajinach uz rozpracovany,
dolozeny bezpecnostnymi rozbormi a vysledkami skusok v podzemnych laboratoriach (napr.
fy ASEA vo Svedsku). Je to sposob, ktory vyhovuje kriteriam na ochranu cloveka a zivotneho
prostredia nielen v sucasnosti, ale s ohl’adom na dlhodobu existenciu radionuklidov aj v
dalekej buducnosti. V sucasnosti neexistuju technicke prekazky definitivnemu ukladaniu
radioaktfvneho odpadu, hl’ada sa vsak ekonomicky optimalne riesenie.
- 127 -
9 Fuzia jadier, reaktor ITER
ITER (International Thermonuclear Experimental Reactor) bude prve zariadenie na baze
fuznej technologie, ktore bude sluzit na produkciu tepelnej energie na urovni komercnej
jadrovej elektrarne. ITER je experimentalny fuzny reaktor zalozeny na koncepte „tokamak“-
toroidalna konfiguracia magnetickeho pol’a, v ktorej by mali byt vytvorene a trvalo udrziavane
podmienky pre kontrolovatel’ne fuzne reakcie.
Elektraren na baze fuznej technologie ziskava energiu spajamm atomovych jadier. V
podmienkach na Zemi sa tento proces najl’ahsie dosahuje s izotopmi vod^ka, deuteriom a
triciom. Ich spajamm do jadra helia sa uvol’nuju neutrony a vel’ke mnozstvo energie: z
jedneho gramu paliva (extremne uzky ionizovany plyn) sa uvoln^ 90 000 kilowatthodm
energie. Pre porovnanie, v tepelnej elektrarni je potrebne na dosiahnutie rovnakej energie 11
ton uhlia.
Koncom jula 2001 boli predlozene plany stavby ITER v sprave „Final Design Report".
Podstatne komponenty su uz ako prototypy vyhotovene a testovane. V sucasnosti sa hl'ada
na zaklade specialnych poziadaviek vhodne miesto vystavby. Do uvahy prichadzaju krajiny
Kanada, Francuzko a Japonsko.
V ramci pripravy vystavby ITERu sa spracovavaju taziskove temy z hl’adiska
materialoveho vyskumu, tricium-technologM, supravodivych magnetov a bezpecnej
prevadzky. V roku 2020, na zaklade uspesnej prevadzky ITER, sa maju prijat plany
zavedenia fuznej elektrarne do systemu dodavky elektriny v podobe reaktora DEMO.
9.1 Fuzna reakcia
Jadra atomov su vel’mi stabilne utvary. Na ich rozbitie je potrebna vel’ka energia. Z toho
usudzujeme, ze jednotlive nukleony (castice jadra) su v nich putane vel’kymi silami, ktore
sposobuju, ze vazbova energia jadier je vel’mi velka.
Jadrove sily maju zauj^ave vlastnosti: ich potencial odpoveda priebehu na obr. 9.1 v
pripade, ze spiny nukleonov su paralelne. Ak su vsak antiparalelne orientovane, tak je
jadrova sila dvojnasobne slabsia. Jadrove sily maju kratky dosah ~ 10-14 m. V jadre deuteria
su proton a neutron viazane energiou 2,23 MeV (tzv. vazbova energia), to znamena, ze
stredna vazbova energia je 1,1MeV (na nukleon).
- 128 -
Potencialnaenergia[MeV]
Obr.: 9.1 Priebeh potencialnej energie pre system nukleon-nukleon
Z obr.2.2 (kapitola 2) vidief, ze dve I’ahke jadra maju vacsiu hmotnost’ (alebo pokojovu
energiu) ako jadro dane ich sumaciou. Ak ich spojime, tak konecne jadro ma mensiu
hmotnost’ a rozdiel hmotnosti sa prejavi uvol’nemm energie. Ak napr. spojime dva deuterony
do atomu helia, tak je hmotnost’ helioveho jadra o 24 MeV mensia ako hmotnost’ deuterdnov,
t.zn. uvol’nenie fuznej energie o sile 24 MeV. Vel’kou prekazkou pri ziskavani energie fuznou
technologiou je Coulombovske odpudzovanie suhlasne nabitych jadier.. Elektrostaticke
odpudzovanie dvoch deuterdnov pri izbovej teplote nedovol’uje, aby sa priblizili na dosah
j ad rove j sily ~10"14 m. Vel’kost’ elektrostatickej potencialovej steny, ked’ sa dva deuterony
musia priblizif na vzdialenost’ 10"14 m, aby jadrova sila prekonala odpudivu elektrostaticku
silu, je 0,14 MeV. To je 0,07 MeV na deuteron. Z predchadzajuceho plynie, ze minimalne
teplota 5,6. 108 K je potrebna na prekonanie elektrostatickej potencialovej steny (s uvazenim
moznosti tuneloveho javu sa teplota redukuje na hodnotu -5.107 K).
Namiesto tekuteho deuteria sa pouziva zlucenina LiH, izotopy 6Li a 2H (deuterium). Izotop
6Li absorbuje neutrony, ktore sa pri nasledujucej reakcii uvol’nuju:
2H + 2H^3He + n (9.1)
t.zn.
n + 6Li —> 3H + 4He (9.2)
Vznikajuce tricium 3H sa vyuzije v nasledujucej reakcii:
2H+3H^4H + n + 17,6MeV (9.3)
- 129 -
V konecnom dosledku sa 6Li a 2H „spali“ tvoria sa 3H, 4He a neutrony. Ak sa raz tato
therrmonuklearna reakcia „zapali“, tak pritom uvol’nena energia postacuje na to, a by sa
udrzala dostatocne vysoka teplota, pokym sa vychodzf material „nespali“ (princfp vodfkovej
bom by).
deuterium neutron
Obr.: 9.2 Fuzna reakcia prebiehajuca v reaktore ITER
Deuterium (Proton+Neuton), tiez nazyvany t’azky vodfk, sa vyskytuje vo vel’kej miere v
prfrode (30 g/m3 vo vode).
Trfcium (Proton +2 Neutrony) je nestabilne s polcasom rozpadu 12,3 roka. Rozpada sa
na 3He vyziarenim mzkoenergetickej beta castice s priemernou energiou 5,7 keV, v prfrode
je ho asi 10 kg v hornej casti atmosfery, vo vol’nej prfrode sa nevyskytuje a preto sa bude
rmusiet’ vyrabat’. Vo fuznom reaktore sa pocfta so samozasobovanfm trfcia. Neutrony
vznikajuce pri reakcii budu prechadzat’ v nadobe reaktora cez tzv. blanket, kde budu
absorbovane. Blanket obsahuje Lithium, ktore sa bude menif na trfcium a helium a tym
zasobovat’ reakciu palivom :
6Li + n —> 4He +T + 4,86 MeV (9.4)
7Li + n —> 4He +T + n - 2.,5MeV (9.5)
Lithium, 6Li, at.hmotnost’ 6,94, je najl’ahsf spomedzi kovov, rma priblizne polovicnu
hustotu ako voda, nevyskytuje sa samostatne v prfrode. Prfrodne Lithium (92,5% 7Li a 7,5%
6Li) sa v dostatocnom mnozstve nachadza v mineraloch a horninach zemskej kory (30 ppm),
v riekach (3 ppm) a v oceanoch (0,18 ppm).
Aby bolo rmozne zfskat’ vyuzitel’nu energiu z procesu jadrovej fuzie, musia byf
termomonuklarne reakcie kontrolovatel’ne. Preto bolo nutne najsf riesenia na dosiahnutie
vysokych teplot a ich udrzanie. Jeden z vystupujucich problemov bolo udrzat’ plyn alebo
plazmu pohromade, aby sa steny nadoby reaktora neroztavili. Riesenfm su silne magneticke
polia, ktore udrzuju plazmu vzdialenu od stien nadoby reaktora. Vyhodami thermonuklearnej
elektrarne su rmensia radioaktivita, pretoze produktom nie je radioaktfvny odpad, ucinnost’je
- 130-
6 krat vacsia ako ucinnost’ stiepnej reakcie. Okrem toho existuje neobmedzena zasoba
deuteria vo vodach mori a oceanov.
9.1.1 Podmienky fuzie s kladnou energetickou bilanciou
Pre energeticke vyuzitie fuzie musf byt’ dosiahnuta rovnovaha medzi vykonom
uvol’novanym fuziou a vykonom sluziacim na oh rev paliva. Tato rovnovaha (Q=1) je
nazyvana Lawsonovo kriterium. Pre zlucovanie musf byt’ splnena podmienka:
n.tE > 1020 [m"3.s] (9.6)
kde n je pocet castfc v 1 m3 paliva (hustota plazmy) a tE je doba udrzania plazmy. Pri
experimentalnom reaktore je snaha o hodnotu Q na urovni okolo 10, pri ktorej fuzna reakcia
este nedosiahla samoudrziavacf stav (ignition), ale je nutne reakciu jemne energeticky
“dotovat’ “ a tym sa plazma bude daf citlivo ovladaf.
9.1.2 Reaktor typu Tokamak
Najd’alej pokrocil vyskum v oblasti magnetickych pascf typu Tokamak. Slovo Tokamak je
odvodene od ruskeho si ova - toroid-kamera-magnit-katuska - co znamena toroidna komora
a magneticke vinutie.
VDrk=;5ia 'cd^kraLiavaoa' uratoe plazmy SOL. z angl. Scraca OM Layer
/
*
i v^r Y-.0\ pLVIlly v nivencire
Obr.9.13: Prstenec plazmy vTokamaku. Na obrazku su znazornene pomyselne vrstvy
plazmy s rastucou vzdialenosfou od centra
Nazov reaktora vel’mi dobre vystihuje podstatu udrzania castfc okolo osi prstenca
svakuovou medzerou oddel’ujucou plazmu od stien. Magneticke cievky, ktore obopfnaju
svojimi zavitmi toroidnu vakuovu komoru, vytvaraju silne toroidne magneticke pole. Vakuova
komora, teda plazma predstavuje sekundarny zavit vel’keho transformatora. Prud (radovo
-131 -
miliony armperov), indukovany do plazmy z primarneho vinutia transformatora zohreje plazmu
na radovo stovky milionov stupnov potrebnych na zapalenie fuznej reakcie. Teplota potrebna
na zapalenie reakcie (prekonanie elektrostatickych odpudivych sfl) je dana energiou
deuteronu. Tento prud zaroven generuje zjednoducheho toroidneho magnetickeho pol’a
„rmagneticku nadobu". Vysledne pole je totiz spiralove a magneticka silociara, ktora opisuje
cely magneticky povrch, sa elektricky nabitym casticiam nedovol’uje prilis vzdialif.
Vyskum v tejto oblasti sa vo svete zacal uz v dvadsiatich rokoch minuleho storocia, ale bol
urceny pre vojenske ucely a preto bol utajovany az do roku 1958.
9.1.3 Fuzny reaktor ITER
V roku 1992 bola podpisana medzinarodna zmluva o spolupraci medzi Ruskom,
Japonskom, Europou a USA o d’alsom vel’kom kroku pri vyvoji fuznych technologif o projekte
ITER (medzinarodny termonuklearny experimentalny reaktor Obr.9.4). Poslanim projektu
ITER je preukazat’ schopnost’ vedy a techniky vyuzit’ energiu fuzie, bezpecnost’ tejto
technologie a jej setrnost’ kzivotnemu prostrediu. ITER bude demonstrovat’ riadene
zapalenie reakcie a vyt’azok energie, spojenie zakladnych technologif do integrovaneho
systemu. Zaistf testovanie kl’ucovych sucastf, ktore su dolezite pri pouzitf fuznych reakcif ako
praktickeho zdroja energie. ITER bude prvy experimentalny fuzny reaktor (vyroba elektrickej
energie nie je jeho pri mama uloha). Objem plazmy bude priblizne 2 000 m3. Reaktor bude
produkovat’ asi 1 500 MW fuznej energie (zodpoveda priblizne 500 MW elektrickej energie).
Obr.9.4: Rez nadobou vo fuznom reaktore ITER
- 132 -
10 Urychl’ovace
Okrem jadrovych reaktorov, vyznamnym zdrojom ionizujuceho ziarenia su aj urychl’ovace.
Pomocou urychl’ovacov mozeme ziskat’ zvazky nabitych castfc, ako aj zvazky neutronov
a fotonov. Pre urychl’ovace je typicky siroky rozsah a flexibilita parametrov zvazkov (druh
castfc, energia, intenzita, casova struktura), comu zodpoveda aj siroke spektrum ich
moznych aplikactf (materialovy vyskum, medicrna, jadrova fyzika, jadrova energetika).
Vzhl'adom k tomu, ze urychlovace su vyznamnym zdrojom ionizujuceho ziarenia a vzhl'adom
na ich vyuzitie v jadrovej fyzike, zarad’ujeme ich medzi jadrove zariadenia.
10. 1 Zakladne pojmy a definlcie
Nazvy a defirncie pre oblast urychl’ovacov nabitych castfc upravuje Slovenska technicka
norma STN 40 1150. Uvedieme najdolezitejsie pojmy tak, ako ich definuje tato norma:
Urychl’ovac nabitych castic je zariadenie urcene na zvysovanie kinetickej energie nabitych castic. Energia castic sa v urychl’ovaci zvysuje o viac ako 0.1 MeV.
Z definicie je zrejme, ze urychl’ovac je zariadenie, na vystupe ktoreho z^skavame nabite
castice s pozadovanou kinetickou energiou. Obmedzenie, ze energia castfc sa zvysuje
o viac ako 0.1 MeV je v defirncii z toho dovodu, aby z pojmu „urychl'ovac“ boli vynate take
zariadenia ako su napnklad te^zne prijimace, monitory, obrazovky a podobne, ktore tiez
pri svojej cinnosti vyuzivaju urychlene elektrony, avsak energia tychto elektronov je typicky
jednotky az desiatky keV. Tieto zariadenia vsak pracuju na tych istych fyzikalnych prindpoch
ako urychl’ovace. Tieto fyzikalne prindpy teda nevylucuju, aby sme v pripade potreby
urychl’ovacmi neprodukovali aj nabite castice s energiou nizs ou ako 0.1 MeV.
Defirncia tiez vymedzuje, ze sa jedna o zvysovanie kinetickej energie castic, a nie ich
rychlosti, ako by zodpovedalo jazykovemu vykladu slova „urychlovat = zvysovat rychlost’".
Takato defirncia je opodstatnena kvoli teorii relativity. Pri rychlosti castice blizkej rychlosti
svetla (kvantitatfvna analyza bude nasledovat neskor) sa zvysovanie jej kinetickej energie uz
neprejavuje ako narast jej rychlosti, ale ako narast jej hmotnosti, resp. hybnosti. Zvysovanie
kinetickej energie castice preto lepsie vystihuje podstatu cinnosti urychl'ovaca ako
zvysovanie rychlosti castice.
Defirncia d’alej jednoznacne hovod o zvysovaru kinetickej energie. Taketo vymedzenie
zodpoveda skutocnosti, ak uvazujeme energiu castice vo vztahu ku kinetickej energii castice
v okamihu jej vzniku v ionovom zdroji. Nevylucuje vsak, ze v procese urychl’ovania castice
a ovplyvnovania jej pohyboveho stavu moze byt castica lokalne (docasne) aj brzdena, t.j.
moze prechodne dojst aj ku znizeniu jej kinetickej energie.
- 133 -
Zvazok nabitych castic je subor nabitych castic pohybujucich sa po btizkych drahach, ktory ma ohranicene priecne rozmery.
Pre urychl’ovace je typicke, ze sa v nich sucasne pohybuje a urychl’uje vel’ky pocet
nabitych castfc. Tieto sa snazime sformovat do zvazku tak, aby sa vsetky castice pohybovali
prakticky v tom istom smere (t.j. po blizkych drahach) a aby boli sustredene do ,,utvaru“
s ohranicenymi priecnymi rozmermi (priecny = kolmy na smer pohybu). Castice zvazku su
teda sustredene v ohranicenom okoK osi zvazku. Zvazku protonov pri prude 1mA zodpoveda
priblizne 6.1012 protonov za sekundu. Pri aplikaciach zvazkov urychlenych castfc sa typicky
pouzwaju prudy od jednotiek nA po stovky jjA, v specialnych pnpadoch az jednotky mA. To
zodpoveda poctu 6.109 az 6.1015 protonov za sekundu.
Tercik urvchl’ovaca je zariadenie obsahujuce latku, s ktorou interaguju urychlene castice.
Vyuzitie urychl'ovacov spoava v tom, ze urychlene nabite castice nechame posobit na
vhodny objekt (material, terc^k). V teraku dochadza k interakcii urychlenych castfc
s materialom teraka, pricom tato interakcia je suborom mnohych fyzikalnych procesov
a mechanizmov, ktory mi sa menia jednak vlastnosti teraka jednak vlastnosti nabitych castfc.
Jednym z tychto mechanizmov su aj jadrove reakcie. Pritom moze dochadzat ku vzniku
a emisii novych castfc a elektromagnetickeho ziarenia. Pri konkretnej aplikacii sa spravidla
snaztfne dosiahnut take podmienky, aby zelane fyzikalne procesy v interakcii prevladali
a ostatne boli, podl’a moznostf, potlacene. To sa dosahuje vhodnou vol'bou druhu a energie
urychlenych castfc, materialu teraka a d’alsuch podmienok experimentu. Defirncia vymedzuje
tercik urychl'ovaca ako cele zariadenie obsahujuce latku, s ktorou urychlene castice
interaguju. Tercik urychl'ovaca teda obsahuje aj d’alsie ptfdavne a pomocne zariadenia akymi
mozu byt naptfklad chladenie samotneho teraka, jeho drziak, nastavenie polohy a podobne.
V praxi rozlisujeme dva zakladne druhy terakov: pevny temk a kolidujuce zvazky.
V ptfpade pevneho teraka urychlene castice „narazaju“ na atomy terca, ktory moze byt
tuhy, kvapalny alebo plynny. Kineticka energia atomov pevneho terca je v porovnarn
s energiou urychlenych castfc zanedbatel’na, takze mozeme hovorit o ptfpade, kedy
urychlena castica interaguje s casticou teraka, ktora je v pokoji a ma iba svoju pokojovu
energiu. Pevne teraky sa pouZ^vaju v oblasti nizsich energn.
Vo fyzike vysokych energn, ktora sa zaobera skumarnm elementarnych castfc, je ciel'om
indukovat jadrove reakcie, ktorych produktom budu nove castice. Energia, ktora je
k dispozicii pre taketo reakcie je len zlomkom energie urychlenej castice a zodpoveda jej
energii v taziskovej (center-of-mass) sustave, Ecm:
- 134 -
-1 (10.1)Ecm = 2m0c‘ 1 +2 m0c2
\
y
kde m0c2 je pokojova energia protonu a Ep je kineticka energia urychlenej castice.
Pre Ep » m0c2 a m0c2 = 1GeV je energia, ktora je kdispozicii pre jadrovu reakciu,
priblizne rovna (platf pre energie v GeV):
Ecm = ^2E~p (10.2)
Pre casticu s kinetickou energiou 1000GeV je tato energia len 45GeV.
Z tychto dovodov vyuzfvaju sucasne urychl’ovace vysokych energif namiesto pevneho
terca kolidujuce zvazky. Pri kolidujucich zvazkoch sa urychl’uju proti sebe dva zvazky a vo
vhodnom okamihu sa „zrazia“. Medzi casticami kolidujucich zvazkov prevladaju celne zrazky,
pricom energia v t’aziskovej sustave je:
Ecm =Ep + Ep= 2EP (10-3)
Energia, ktora je k dispozfcii pre jadrovu reakciu je teda dvojnasobkom kinetickej energie
celne sa zrazajucich castic.
Najvacsf u rye h To vac typu „collider“ sa v sucasnosti buduje v Eurdpskom laboratoriu pre
fyziku castic (CERN, Zeneva, Svajciarsko). Je znamy pod oznacenim „LHC“=Large Hadron
Collider. Na obrazku 10.1 je principialna schema urychl’ovaca LHC. Urychl’ovac ma obvod
priblizne 20km abude umiestneny v podzemnom tuneli priblizne 100m pod urovnou
zemskeho povrehu. Pohl’ad do LHC tunela spolu s cast’ou urychl’ovaca (supravodivym
magnetom) je na obrazku 10.2.
;"CMS
- 135-
Obr. 10.1 Principialna schema urychl’ovaca LHC. LHC je kruhovy urychl’ovac pozostavajuci
zo supravodivych magnetov. Sucasne su v horn urychl’ovane v protismere dva zvazky, ktore sa
vo vhodnom okamihu „zrazia“. V miestach kolizii su instalovane rozmerne a komplikovane
detektory, ktore registruju produkty jadrovych reakcii, ku ktorym dochadza pri kolizii zvazkov.
V pripade LHC su po obvode urychl’ovaca styri taketo detektory: CMS, ALICE, ATLAS a LHC-B.
Obr. 10.2 Pohl’ad do LHC tunela spolu s rezom specialnym supravodivym magnetom.
Na obrazku 10.3 je jeden z detektorov LHC: AT LAS=A Toroidal LHC Apparatus. Zrazka
kolidujucich zvazkov sa uskutocni v strede detektora. Produkty tejto zrazky su registrovane
jednotlivymi cast’ami detektora. Cele zariadenie ma rozmery priblizne trojpodlaznej budovy
a sklada sa z mnohych vrstiev roznych typov detektorov. Kazdy detektor je schopny
registrovat’ niektore charakteristiky produktov zrazky (energiu, drahu a pod.). Praces
detekcie a registracie castic, rekonstrukcie drah castic a ich identifikacia je mimoriadne
narocny na vypoctovu techniku z hl’adiska jej rychlosti a objemu dat, ktore je potrebne
spracovat’.
-136-
Obr. 10.3 Rez detektorom ATLAS. Kolizia zvazkov sa udeje vstrede detektora. Produkty
zrazky su registrovane jednotlivymi vrstvami, ktore pozostavaju z roznych typov detektorov.
10. 2 Zakladne charakteristiky urychl’ovanych castic
V urychl’ovaci - ako vyplyva priamo z definicie - sa pohybuju nabite castice. Su to
elektrony, iony, pozitrony alebo antiprotony. Bezne urychl’ovace urychl’uju elektrony alebo
iony, urychl’ovanie anticastic je specialnym prfpadom vyuzitia urychl’ovacov v jadrovej fyzike.
Z hl’adiska principu cinnosti urychl’ovaca nie je dolezite, ci sa jedna o casticu alebo
anticasticu, dolezite su naboj a hmotnost’ castice. Donedavna pracoval v CERN-e u rye h to vac
LEP (Large Electron Positron Collider), vktorom sa zrazal zvazok elektronov so zvazkom
pozitronov. Urychl’ovac bol vybudovany ako prstenec z konvencnych (t.j. nie supravodivych)
magnetov. Ked’ze pozitron je anticastica k elektronu, ma kladny jednotkovy naboj. Zvazok
pozitronov preto cirkuloval pri tej istej polarite magnetickeho pol’a urychl’ovaca vopacnom
smere ako zvazok elektronov. LEP je vsucasnosti nahradzany uz spominanym
urychl’ovacom LHC, pricom tento je instalovany v povodnom LEP-tuneli. V LHC koliduju dva
protonove zvazky. Pouzitfm supravodivych magnetov sa dosahuje niekol’konasobne silnejsie
magneticke pole v porovanf s magnetmi LEP, takze t’azke protony cirkuluju na tom istom
polomere ako elektrony a pozitrony v LEP. Magneticke pole LHC-dipolu tiez menf svoju
polaritu tak, aby sa dva zvazky protonov pohybovali v protismere. Urychl’ovac antiprotonov
sa nazyva LEAR (Low Energy Antiproton Ring) a pracuje tiez v CERN-e.
Interakciou zvazkov nabitych castic s vhodnymi tereikmi je rmozne pomocou urychl’ovacov
produkovat’ aj zvazky nenabitveh castic. Typickymi prikladmi su:
-137-
• produkcia fotonov, a to bud’ ako brzdne ziarenie alebo synchrotronove ziarenie;
• produkcia neutronov (spalacne zdroje, neutronova aktivacna analyza, terapia
rychlymi neutronmi, projekty podkritickych reaktorov).
Brzdne ziarenie vznika zabrzdemm zvazku elektronov na teraku (tzv. antikatode)
v dosledku nahlej zmeny pozdlz nej zlozky vektora rychlosti ich pohybu (pozdlz ne zrychlenie).
Na tomto prindpe pracuju aj vsetky RTG"pristroje. Synchrotronove ziarenie vznika pri
pohybe elektronov po zakrivenych drahach (priecne, radialne zrychlenie). Na jeho
generovanie je potrebne pouzif kruhovy urychtovac a elektrony urychtovaf na vysoku
energiu. Spalacne zdroje pracuju na prindpe interakcie protonov s energiou typicky 1.6GeV
s vhodnym materialom, napr^klad wolfram. Pri zrazke protonu s jadrom wolframu dochadza
k emisii neutronov.
V tabufke 10.1 su uvedene zakladne charakteristiky cast^c, s ktorymi prichadzame do
styku v suvislosti s urychtovacmi.
Zakladne charakteristiky elementarnych castic. Tab. 10.1
Proton Neutron Elektron
Pokojova hmotnosf, mo [kg] 1.672623 • 10"27
1.6748 •10"27
9.109390 • 10"31
Ekviv. pokojova hmotnosf, moc2 [MeV] 938.2723 939.4937 0.510999
Naboj, e [Coulomb] 1.602177 • 10"19
0 -1.602177 • 10"19
Klasicky polomer, ro [m] 1.534699 • 10"181.1 ^10"15 2.817941 • 10"15
Dalsie dolezite fyzikalne konstanty
Rychlosf svetla vo vakuu, c [m/s] 2.99792458•108
Planckova konstanta, h [J.s] 6.6260776 • 10"34
Pozitron je anticastica elektronu, jeho naboj je +1.602177 • 10-19C. Podobne antiproton je
anticastica protonu a jeho naboj je -1.602177 • 10-19C. Foton je castica s nulovou pokojovou
hmotnosfou, jeho energia, Ef, je dana:
Ef = hn (10.4)
kde h je Planckova konstanta a n je frekvencia fotonu.
Absolutna hodnota hybnosti fotonu, pf, je dana:
Ef hn c c
(10.5)
- 138 -
10. 3 Zakladne veliciny charakterizujuce pohyb castice v urychl’ovaci
Zakladnymi velicinami, ktore charakterizuju pohyb castice v urychl’ovaci su energia,
hybnosf, rychlosf a hmotnosf castice. Nakol’ko castice sa mozu pohybovaf rychlosfami
blizkymi rychlosti svetla, pri vypocte tychto velicm musm pouz^vaf relativisticke vzfahy.
Energia castice, E sa v SI sustave udava v J (Joule). Vo fyzike urychl’ovacov sa castejsie
pouzwa „elektronvolt (eV)“ a jeho nasobky keV, MeV, GeV, TeV. Prevodovy vzfah je:
E[J] = eE [eV] (10.6)
kde e je elementarny naboj 1.602177-10"19 C. Naboj elektronu je - e.
Okrem toho sa pomerne casto pouzwa „energia na nukleon“, napriklad MeV/u alebo
GeV/u. Je to kineticka energia ionu Ek prepoatana na jeden nukleon, t.j. celkova kineticka
energia vydelena poctom nukleonov jadra daneho ionu:
Ek [eV/u] = EkAV (10.7)
kde A je hmotnostne aslo ionu.
Pouz^vanie „energie na nukleon“ ma vyhodu v tom, ze rozne iony majuce tu istu energiu
na nukleon sa pohybuju tou istou rychlosfou.
Celkova energia relativistickej castice, Ec je suctom jej kinetickej energie, Ek a pokojovej
energie, Er :
Ec = Ek + Er (10.8)
Oznacenie Er ma svoj povod v anglickom „rest energy“ a budeme ho pouzwaf kvoli
odliseniu pokojovej energie s indexom „r“ od potencialnej energie s indexom „p“.
V niektorych vzfahoch sa indexom „p“ oznacuje aj energia protonu, pripadne castice
(particle).
Hmotnosf castice, m
Energia suv^ s hmotnosfou pod Fa Einsteinovho vzfahu:
Ec = mc2 (10.9)
kde m je tzv. relativisticka hmotnosf castice a c je rychlosf svetla vo vakuu, ktora ma
hodnotu 2.99792458-108 m/s.
Pre relativisticku hmotnosf platf:
" 139 "
m = mn mn
Vv2 V1 -b2
gm0 (10.10)
kde m0 je pokojova hmotnosf castice a vje absolutna hodnota rychlosti castice. Defirncia
parametrov b a g je zrejma zo vzfahu (10.10):
b=c (10.11)
(10.12)
Zo vzfahu (10.12) je zrejme, ze faktor g zavis^ len od rychlosti castice a nezavisi od druhu
(hmotnosti) castice. Zavislosf g = f (v) je na obrazku 10.4.
1 2
1 1
21 2
1.00E+08 1.50E+08 2.00E+08 2.50E+08 3.00E+08 3.50E+08
rychlosf castice v [m/s]
Obr. 10.4 Zavislosf faktoru g od rychlosti castice.
Vidime, ze pre rychlosti castice mensie ako 1.5-108 m/s, t.j. b = — < 0.5 je faktor g@ 1.c
Pre b = 0.5 ma hodnotu 1.1547. Pre g@ 1 prechadzaju relativisticke vzfahy na vzfahy
nerelativisticke. Hovor^me aj o tzv. relativistickej a nerelativistickej castici.
- 140 -
Rychlost’ castice, v
Pri vypocte absolutnej hodnoty rychlosti castice, v je vyhodne vyjadrif najskor parameter
g zo vzfahu pre celkovu energiu Ec = mc2, ktora je dana suctom pokojovej energie
Er = m0 c2 a kinetickej energie Ek:
Ec = Er + Ek
mc2 = gm0c2 = gEr = Er + Ek
g = 1 + -E^
(10.13)
(10.14)
(10.15)
Zo znamej hodnoty g urcime b a v :
1g=
Vhs2, z coho:
p='1 -7
v = bc , z coho:
(10.16)
v = ci 1 -7=c1
f r- V 1 + Ek
(10.17)
v y
1
Na obrazku 10.5 je znazornena rychlosf castice v zavislosti od jej kinetickej energie pre tri
druhy castic: elektron, proton a ion uranu.
Elektron je predstavitel’om najl’ahsej nabitej castice, jeho hmotnosf je 1835-krat mensia
ako hmotnosf protonu. Relativistickou casticou sa stava prakticky uz pri energii radovo
1MeV, pricom napriklad v radioterapii sa pouzwaju elektronove zvazky s energiou jednotky
az desiatky MeV.
Proton je predstavitel’om najl’ahsieho ionu, je to ion vod^ka. Relativistickym sa stava pri
energii radovo 1GeV. Mnohe aplikacie vyuzivaju protonove zvazky podstatne nizsuch energn,
ale napriklad spalacne zdroje neutronov pracuju so zvazkom protonov s typickou energiou
1.6GeV.
Ion uranu je predstavitel’om najfazsieho ionu (ak uvazujeme v prirode sa vyskytujuce
prvky). Relativistickym sa stava pri energii radovo 1TeV. Iony uranu a inych fazkych prvkov
sa urychl’uju napriklad v GSI Darmstadt (GSI=Gesellschaft fur Schwerionenforschung mbH)
pri synteze a vyskume superfazkych jadier.
- 141 -
3.50E+08
3.00E+08elektrony uranprotony
2.50E+08
S, 2.00E+08
1.50E+08
1.00E+08
5.00E+07
0.00E+001.00E+00 1.00E+03 1.00E+06 1.00E+09 1.00E+12 1.00E+15
Kineticka energia [eV]
Obr. 10.5 Zavislosf rychlosti castice od jej kinetickej energie pre elektron, proton a ion
uranu.
Hybnost’ castice, p
Hybnosf castice, p, je definovana ako sucin jej relativistickej hmotnosti a rychlosti:
p = mv (10.18)
V pnpade relativistickej castice suv^ absolutna hodnota hybnosti s energiou nasledovne:
p = mv = gm0bc = gm0c1
1 —2 = gm0 c
g
= m0clg2 -1 = g2 -1 (10.19)
Po dosadem za g = 1 + — dostaneme:er
p=f- 1+El2
-1 = El
c1+2El E2 1
^-2 - 1 = — \Ek + 2EkEr (10.20)
10.4 Strucna historia urychl’ovacov a ich vyuzitia
Urychl’ovace su zariadenia, ktore sa zacali pouzivaf pred priblizne stomi rokmi. Za 100
rokov svojej existencie presli pozoruhodnym vyvojom, v ktorom bolo viacero medzmkov,
kazdy predstavujuci novy prindp konstrukcneho usporiadania urychl’ovaca. Objavenie
noveho prindpu vzdy znamenalo prekonanie urciteho fyzikalneho obmedzenia v dosahovam
vyssuch energn urychl’ovanych castfc. Podobne sa vyvfjali i aplikacie urychl’ovacov, pricom
snaha o vyuzitie urychl’ovacov na nove ciele a experimenty bola vzdy hlavnou hnacou silou
ich vyvoja a zdokonal’ovania. Nove experimenty totiz spravidla potrebovali vyssiu energiu,
- 142 -
pripadne intenzitu zvazku. Hlavne historicke udalosti, ktore viedli k potrebe „umelych“ zdrojov
zvazkov urychlenych nabitych castfc su v tabul’ke 10.2.
Pociatky fyziky vysokych energii, ktore vyvrcholili konstrukciou prvych urychl’ovacov.Tab. 10.2
Rok Autor Experiment Zdroj zvazku
1895 Lenard Rozptyl elektronov na plynoch. (Nobelova cena).
< 100keV elektrony, Wimshurstov zdroj.
1906 Rutherford Bombardovanie tenkych folii alfa casticami, rozpracovanie teorie rozptylu, hypoteza o existencii atomoveho jadra. (Nobelova cena 1908).
Prirodzeny alfa-ziaric s energiou niekol’ko MeV.
1911 Rutherford Publikuje teoriu o strukture atomu.
1913 Franck,Hertz
Excitacia atomov bombardovanim elektronovym zvazkom.
< 100keV elektrony, Wimshurstov zdroj.
1919 Rutherford Prva indukovana jadrova reakcia. Prirodzeny alfa-ziaric s energiou niekol’ko MeV.
Rutherford si uvedomuje, ze pre dalsie experimenty potrebuje energiami, nez poskytuju prirodzene ziarice. Okrem toho, s vynimk zdroj inych druhov ionov s vysokymi energiami. Prichadzaju nove
ilfa-castice s podstatne vyssimi cou alfa-castic, nie je k dispozicii poznatky ....
1928 Gamov,Gurney
Predpoveda existenciu tuneloveho efektu a navrhuje energie do 500keV.
1928 Cockroft,Walton
Konstruuju 800kV generator na ziadosf Rutherforda.
1932 Cockroft,Walton
Generator dosahuje maximalne napatie 700kV a s jeho pouzitim je rozbite jadro Li (Nobelova cena1951).
400keV protony.
V roku 1932, Cocroft a Walton skonstruovali na podnet Rutherforda vysokonapafovy
generator, ktory dosiahol napatie 700kV. S jeho pomocou bol ziskany zvazok 400keV
protonov, ktory mi bolo prvykrat v historii rozbite jadro Li.
Nezavisle od aktivtt Cockrofta a Waltona, Van de Graaff vynasiel elektrostaticky
generator, ktory dosiahol napatie 1.5MV. Urychl’ovace napajane Van de Graaffovovym
generatorom boli d’alej zdokonalovane a v roznych modifkaciach sa pouz^vaju dodnes, nie
vsak vo fyzike vysokych energii, ale predovsetkym v materialovom vyskume. Vdaka
zapuzdreniu urychlovaca do tanku so specialnym izolacnym plynom je mozne dosiahnuf
napatia do 10MV, pricom toto napatie mozno aplikovaf na casticu dvakrat v tandemovych
urychlovacoch. Energeticky rozsah tychto urychl'ovacov bol vsak zjavne limitovany
maximalnym napat^m, ktore bolo technicky mozne dosiahnuf a aplikovaf na urychl’ujucu
strukturu urychlovaca. Konstrukteri si vsak vel’mi skoro uvedomili, ze zvysovanie energie je
mozne dosiahnuf aj takym sposobom, ze castica bude opakovane prekonavaf relat^vne maly
- 143 -
rozdiel potencialov. Tento princip je zakladom tzv. rezonancnych urychl’ovacov. Na rozdiel
od predchadzajucej generacie urychl’ovacov, ktora vyuzwala staticke elektricke pole, pri
rezonancnych urychl’ovacoch sa vyuzwa pole casovo premenne. Historicke zaciatky
rezonancnych urychl’ovacov su zhrnute v tabulke 10.3.
Historicke zaciatky rezonancnych urychl’ovacov. Tab. 10.3
Rok Autor Udalost’
1924 Ising Prvykrat navrhol urychlovanie casovo-premennym elektrickym polom v urychl’ovacej strukture.
1928 Wideroe Demonstruje funkcnosf Isingovho principu pomocou 1MHz, 25kV oscilatora.
1929 Lawrence Prvy ideovy navrh cyklotronu.
1931 Livingston Demonstruje princip cyklotronu urychlenim protonov na 80keV.
1932 Lawrence Protonovy cyklotron na 1.25MeV a s jeho pouzitim rozbija atom len niekol’ko tyzdnov po uspesnom pokuse Cockroft Waltona. Lawrence
ziskava Nobelovu cenu v roku 1939.
Vo vyvoji rezonancnych urychl'ovacov bolo tiez viacero vyznamych medzmkov, z ktorych
kazdy znamenal vzdy prekonanie urciteho technickeho, konstrukcneho limitu a nasledne
vyrazne zvysenie dosiahnutel’nej energie. Typickym prikladom je vynalez tzv. silnej fokusacie (1952, Courant, Livingston, Snyder), ktory podstatnou mierou poznacil vyvoj synchrotronu.
Treba tiez pripomenuf, ze oblasf urychl'ovacov je typickou interdisciplinarnou oblasfou, ktorej
pokrok suvisi s rozvojom poznatkov v mnohych d’alsuch disciplmach. Ako priklad mozno
uviesf vakuovu techniku, materialove vedy, techniku supravodicov, automatizaciu, vypoctovu
techniku a podobne.
Zaroven so zdokonalovan^m technickych prostriedkov, vyvijanych spravidla pre potreby
fyzikalnych experimentov, vynaraju sa i moznosti ich aplikacn v inych, „praktickejsuch“
oblastiach. V niektorych pnpadoch su vysledky fyzikalneho vyskumu zavedene do praxe
extremne rychlo, v inych pnpadoch je potrebne pomerne dlhe obdobie na to, aby sa tieto
zariadenia prisposobili po technickej stranke novym oblastiam vyuzitia. Vel’mi ilustraUvny je
priklad historickeho vyvoja medicrnskych aplikacn, zosumarizovany v tabul’ke 10.4.
Priklad historickeho vyvoja medicinskych aplikacii urychl’ovacov. Tab. 10.4
Datum Autor Udalost’
8.11.1895
W.C.Rontgen
Nobelova cena 1901.
Spozoroval nezname ziarenie, emitovane pri vyboji v evakuovanej sklenenej trubici. Kedze nepoznal podstatu tohto ziarenia, svoje pozorovania publikoval pod nazvom „O novom druhu ziarenia“. Az neskor ukazal Max von Laue, ze
- 144 -
sa jedna o elektromagneticke vlnenie s vlnovou dlz kou kratsou ako viditel’ne svetlo.
22.12.1895
W.C.Rontgen Prvy rontgenovsky snimok ruky svojej manzelky.
1896 Bola publikovana prva kniha o rontgendiagnostike tuberkuloznych ochoreni.
1897 Freund Prvy pripad liecenia rakoviny koze pomocou RTG ziarenia.
1932 Chadwik
Nobelova cena 1935.
Objav neutronu.
1935 Prvy navrh na vyuzitie neutronov v terapii nadorovych ochoreni.
1938 Prvy vylieceny pripad rakoviny pomocou neutronov.
Pacientom bola matka E. Lawrenca, ktory v roku 1932 v Berkeley skonstruoval cyklotron. Zvazok neutronov bol vygenerovany tymto cyklotronom a uspech liecby bol vysledkom spoluprace Ernesta Lawrenca ako fyzika a jeho brata Johna Lawrenca, ktory bol lekar.
1936 Prvy navrh tzv. neutronovej zachytovej terapie.
1953 Prvy pacient lieceny metodou neutronovej zachytovej terapie.
1946 R. Wilson Prvy navrh na vyuzitie Braggovej krivky, t.j. davkoveho profilu protonov a ionov v terapii nadorovych ochoreni.
1954 LawrenceBerekely Laboratory
(LBL)
Prvy pacient lieceny protonmi.
1957 LBL, U.S.A. Prvy pacient lieceny ionmi helia.
1975 LBL, U.S.A. Prvy pacient lieceny fazkymi ionmi (Ne).
1990 Loma Linda University Medical
Centre, U.S.A.
Prva specializovana klinika na protonovu terapiu.
1994 Heavy Ion Medical Accelerator
Chiba, Japonsko
Prva specializovana klinika na ionovu terapiu.
Za relaUvne kratke obdobie vyvoja sa oblasti vyuzitia urychl’ovacov znacne rozrastli, takze
dnes je na svete v prevadzke viac ako 15,000 urychl’ovacov roznych typov vyuzivanych na
vel’mi roznorode ucely. Z hl’adiska poctu urychl’ovacov dominuju medicmske aplikacie
a materialovy vyskum. Rychle narasta pocet zdrojov synchrotronoveho ziarenia.
Synchrotronove ziarenie je ziarenie s unikatnymi fyzikalnymi vlastnosfami, emitovane pri
pohybe nabitej castice po kruhovej drahe, t.j. s dostredivym zrychlemm. Na jeho produkciu
sa pouZ^vaju akumulacne prstence, v ktorych cirkuluje zvazok elektronov. Synchrotronove
ziarenie ma mimoriadne siroke spektrum vyuzitia.
- 145 -
Niektore typy urychl'ovacov (spravidla jednoucelove urychl’ovace na nizsie energie) su
dnes komercne dostupne, ine svojou financnou narocnosfou presahuju casto moznosti
jednej krajiny a buduju sa v ramci rozsiahlej medzinarodnej spoluprace vo vel'kych
medzinarodnych urychl’ovacovych laboratoriach. Prikladom komercne dostupnych
urychl’ovacov su elektronove linearne urychl’ovace pre radioterapiu alebo sterilizaciu alebo
urychl’ovace pre analyzu a modifikaciu materialov ionovymi zvazkami. Prikladom vel’kych
urychl’ovacov budovanych formou medzinarodnej spoluprace je projekt LHC v CERN-e,
o ktorom sme sa uz zmienili vyssie.
10.5 Fyzikalne princlpy urychl’ovania nabitych castlc
Aby sa castice v urychl’ovaci pohybovali po zelanych drahach a dosahovali pozadovanu
energiu, vplyvame na ne vhodnymi konfiguraciami elektrickych a magnetickych polL
V elektromagnetickom poli posobi na casticu Lorentzova sila Fl:
Fl = q(E + v x B) = qE + q(v x B) = Fe, + Fmag (10.21)
kde q je naboj castice, E je vektor intenzity elektrickeho pol'a, v je vektor rychlosti castice
a B je vektor indukcie magnetickeho pol’a. Sila Fe, = qE zodpoveda posobeniu elektrickeho
pol’a a sila Fmag = q(vx B) posobeniu magnetickeho pol’a.
10.5.1 Silove posobenie elektrickeho pol’a
Elektricke polia sa v urychl’ovacoch vyuzwaju predovsetkym na zvysovanie kinetickej
energie castic. Okrem toho mozu maf aj fokusacne ucinky na zvazok, a to bud’ len ako
„vedl’ajsi" produkt urychl’ovania, alebo ako zamerny fokusacny prvok. Elektricke polia sa
d’alej vyuzwaju pri rastrovarn (vychylovan^) zvazku a pri extrakci castfc z kruhovych
urychl’ovacov.
Silove posobenie elektrickeho pol’a je dane vzfahom Fe, = qE, ktory je definicnym
vzfahom pre intenzitu elektrickeho pol’a (sila, posobiaca na jednotkovy kladny naboj).
Elektricke polia, ktore sa pouzivaju v urychl’ovacoch, mozu byf bud staticke (elektrostaticke
urychl’ovace) alebo casovo premenne (rezonancne urychl’ovace).
V pripade elektrostatickeho pol’a je prirastok kinetickej energie castice dany ako:
DEk = q Je • dl = qV = q(j - ^) (10.22)
kde dl je elementarny usek drahy, po ktorej sa castica pohybuje z bodu „1“ do bodu „2“,
j1 je potencial elektrostatickeho pol’a v bode „1“, j2 je potencial elektrostatickeho pol’a
v bode „2“ a V je rozdiel potencialov (t.j. napatie) medzi bodmi „1“ a „2“. Vzfah (10.22)
predpoklada, ze naboj castice sa v procese urychl’ovania nemern.
- 146 -
V pripade casovo-premenliveho elektrickeho pol’a je situacia zlozitejsia. Prirastok
kinetickej energie je v tomto pripade dany vzfahom:
DEk = q cos aVmaxT (10.23)
kde Vmax je maximalne napatie medzi elektrodami, a je faza, v ktorej castica vstupuje do
urychl’ujucej strbiny medzi elektrodami a T je tzv. transit-time faktor, zohl’adnujuci tu
skutocnosf, ze elektricke pole sa pocas preletu castice urychl’ujucou strbinou mem.
Prirastok kinetickej energie castice teda zavisi od fazy, v ktorej castica vstupuje do
urychl'ovacej strbiny. Tento „prirastok“ moze byf dokonca aj zaporny, ked’ cos a < 0, to
znamena, ze castica by bola v takomto pripade nie urychl'ovana, ale brzdena. NajvaCs^
prirastok je pre a = 0, t.j. castica vstupuje do strbiny v okamihu, ked je na nej maximalne
napatie. V kazdom pripade, pri rezonancnom urychl'ovam su urychlene iba tie castice, ktore
do strbiny vstupuju „v tej spravnej" chvfli (tzv. synchronne castice), zatial co ostatne castice
su zo zvazku vylucene (straty). Vysledkom je vyrazna casova struktura zvazku. Zatial co
elektrostaticke systemy produkuju spojity zvazok, rezonancne urychl’ovace produkuju
impulzny zvazok.
Transit-time faktor je vzdy mens ako jedna a vyjadruje tu skutocnosf, ze pole v strbine sa
pocas preletu castice mem, resp. ze castica sa pohybuje konecnou rychlosfou a teda na
prelet strbinou potrebuje isty cas. Typicke hodnoty pre transit-time faktor su okolo 0.8.
10.5.2 Silove posobenie magnetickeho pol’a
Silove posobenie magnetickeho pol'a je dane magnetickou zlozkou Lorentzovej sily:
Fmag = q( v x B) (10.24)
Staticke magneticke pole plm v urychl’ovacoch hlavne dve funkcie: zakrivuje trajektoriu
castice a fokusuje (stabilizuje) castice tak, aby pri svojom pohybe v urychl’ovaci vykonavali
oscilacie okolo urcitej rovnovaznej trajektorie.
Pohybova rovnica castice s hmotnosfou m a hybnosfou p = mv, na ktoru posob sila F,
ma vo vseobecnosti tvar:
F=dp=d (mv> <10-25>
Pre prirastok energie castice dE, na ktoru posob sila F po elementarnom useku drahy dl platf:
dE = F • dl = F • vdt (10.26)
- 147 -
z coho — = F • v dt
(10.27)
V pripade pohybu castice v magnetickom poli je sila F totozna s magnetickou silou
Fmag = q(vx B). Tato je kolma na vektory v aj B (vlastnosf vektoroveho sucinu). Skalarny
sucin dvoch na seba kolmych vektorov je rovny nule (vlastnosf skalarneho sucinu), t.j.
dE = Fmag • v = q(vxB) • v = 0. Z toho vyplyva, ze energia castice sa pohybom v statickom
magnetickom poli nemern. Z relativistickeho vzfahu pre energiu a hmotnosf castice E = mc2
vyplyva, ze aj hmotnosf castice (aj relativistickej) bude v takomto pripade konstantna.
Pohybovu rovnicu (10.25) mozeme preto nap^saf v tvare:
F = — = d (mv) = m— = ma = m<d-r = m& (10.28)dt dt dt dt2
kde a je zrychlenie, r je polohovy vektor a t je cas.
Konstantna hmotnosf znamena aj konstantnu vel’kost’ rychlosti castice, Ivl = v = konst,
nakolko relativisticka hmotnosf je dana ako m =m0
11
, kde m0 je pokojova hmotnosf
1 -
castice, vje absolutna hodnota rychlosti castice a c je rychlosf svetla vo vakuu. Konstantna
hmotnosf a rychlosf znamenaju aj konstantnu absolutnu hodnotu hybnosti p = mv . Casova
derivacia vektora hybnosti p resp. vektora rychlosti v v rovnici (10.25) predstavuje preto
zmenu ich smeru, ale nie zmenu ich absolutnych hodnot.
2
2
Pri pohybe castice v statickom magnetickom poli vektory rychlosti a hybnosti castice
menia svoj smer, ale nemenia svoju vel'kosf. Draha castice sa teda zakrivuje, ale castica sa
pohybuje bez zmeny energie.
Situacia sa opaf zmem v pripade casovo-premenliveho magnetickeho pola. Casova
zmena magnetickeho toku indukuje napatie, u, pod la znameho zakona indukcie:
u; =--^ (10.29)
kde Y je magneticky tok.
Na tomto princ^pe pracuje len jediny typ urychlovaca - betatron. Mozeme si ho predstavif
ako „transformator“, ktoreho sekundarnym „vinut^m“ je zvazok elektronov. BliZs^ opis
betatronu je nad ramec tohto ucebneho textu. Navyse, betatrony su v sucasnosti uz
- 148 -
nahradzane modernejsimi elektronovymi linearnymi urychTovacmi, ktore su mensie, Tahsie a
kompaktnejsie a maju vyrazne n^ energeticky rozptyl zvazku.
10.6 Zakladne casti urychl’ovacov
UrychTovac je zlozite zariadenie, ktore pozostava z viacerych podsystemov. Hlavne casti
urychTovaca su znazornene na obrazku 10.6.
Rozvodzvazkov
Diagnostikazvazkov
Vakuovysystem
Napajaciezdroje
Riadiacisystem
Magnetickyanalyzator
Obr. 10.6 Zakladne systemy a podsystemy urychTovaca.
Iony (elektrony) su vytvarane v ionovom zdroji (elektronovom dele). Existuje mnozstvo
typov ionovych zdrojov, ktore sa od seba lis ia princ^pom cinnosti a nasledne parametrami
produkovanych zvazkov. Najcastejsie sa pouz^vaju plazmaticke ionove zdroje, v ktorych
iony vznikaju pri vyboji v plynne. Aj takychto ionovych zdrojov existuje vel’ke mnozstvo,
pricom sa od seba lis ia najma sposobom zapalenia a udrzania vyboja v plyne. Tomu
zodpoveda aj ich konstrukcne usporiadanie. Medzi zakladne typy plazmatickych ionovych
zdrojov patr^ vysokofrekvencny ionovy zdroj, Penning, duoplazmatron, ionovy zdroj typu
ECR (Electron-Cyclotron-Resonance) a mnohe d’alsie. Okrem plazmatickych ionovych
zdrojov existuju aj ionove zdroje z kvapalnej alebo pevnej fazy, napriklad odprasovacl ionovy zdroj (sputtering ion source). Vacsina ionovych zdrojov je navrhnuta na produkciu
kladnych ionov, v niektorych pripadoch sa vsak vyzaduje aj produkcia zapornych ionov.
Na^ednoduchskn zdrojom elektronov je zeravena katoda.
Pri plazmatickych ionovych zdrojoch, iony vznikajuce v plazme difunduju aj do priestoru
mimo plazmy, kde su zachytene elektrickym pol’om extrakcneho systemu a extrahovane
z ionoveho zdroja. Najjednoduchs^ extrakcny system tvori jedna elektroda, na ktoru je
pripojene zaporne (v pripade kladnych ionov) napatie typicky jednotky az desiatky kV a ktora
je umiestnena v tesnej blizkosti plazmy (typicky niekoTko mm). Principialne usporiadanie
- 149 -
extrakcneho systemu ionoveho zdroja je na obrazku 10.7. Na obrazku 10.8 su znazornene
trajektorie protonov v jednoduchom extrakcnom systeme ionoveho zdroja typu Penning.
iin-.-fj z d'oja
Obr. 10.7 Principialne usporiadanie extrakcneho systemu plazmatickeho ionoveho zdroja.
Ekvipotencialy
ExtrakcnaelektrodaHranica
///
Trajektorieextrahovanych protonovStena ionoveho
zdroia s extrakcnvm
Obr. 10.8 Detail extrakcnej oblasti ionoveho zdroja typu Penning, ktory je v prevadzke
v laboratoriu ionovych zvazkov KJFT FBI STU. Pri extrakcnom napati 4 kV su znazornene
ekvipotencalne plochy a trajektorie protonov v tomto poll.
Urychtujuca struktura je tou cast’ou urychl’ovaca, kde dochadza ku zmene (spravidla
zvysovaniu) kinetickej energie castfc. Podl’a urychl’ujucej struktury sa urychl’ovace delia na
niekoFko zakladnych typov, ktory mi sa budeme zaoberat’ blizsie v nasledujucej kapitole.
-150-
Magneticky analyzator sluzi na vymedzenie niektorych parametrov zvazku, konkretne
druhu a energie castic (s istymi obmedzeniami). Ine castice, pripadne castice s nespravnou
energiou su magnetickym analyzatorom zo zvazku odseparovane. Pouzitie magnetickeho
analyzatora je nutne najma vtych pripadoch, ked’ ionovy zdroj produkuje spektrum castic
(napriklad iony toho isteho prvku, ale s roznymi nabojovymi stavmi, pripadne iony primes;
pracovneho plynu) alebo ked’ urychiujuca struktura produkuje zvazok s vel’kym energetickym
rozptylom.
Najjednoduchsia forma magnetickeho analyzatora je homogenne magneticke pole
orientovane kolmo na smer pohybu castic. Nazyvame ho aj priecne homogenne magneticke
pole. Vznika vo vzduchovej medzere magnetickeho obvodu dipolu, ktory je schematicky
znazorneny na obrazku 10.9.
V priecnom homogennom magnetickom poll sa castice pohybuju po kruzniciach, ktorych
polomer je dany rovnovahou dostredivej (Lorentzovej) a odstredivej sily. Pre absolutne
hodnoty tychto sil plati v nerelativistickom pripade rovnovaha:
qvB=m0poi2 (10.30)
kde q je naboj castice, v je ryehlost’ castice, B je indukeia magnetickeho pol’a, m0 je
pokojova hmotnost’ castice, p je polomer drahy castice a co je uhlova rychlost’.
magnetickyobvod
cievka
polovy nastavec
vzduchova medzera
polovy nastavec
Obr. 10.9 Principialna schema magnetickeho obvodu dipolu.
Upravou (10.30) dostaneme:
p p q p q
kde p je absolutna hodnota hybnosti castice.
(10.31)
Geometrickou konstrukciou magnetu je dany polomer kruznice medzi vstupnou
a vystupnou strbinou (kolimatorom) magnetickeho analyzatora. Nastavenim indukeie
magnetickeho pol’a potom dosahujeme to, ze sa po tejto drahe pohybuju prave iony
-151 -
s pozadovanym pomerom hybnosti a naboja. Ak za hybnost’ dosadime nerelativisticky vzt’ah
p = ^2m0Ek = yl2m0q§ , dostaneme:
s= 1 V2^= 1 [zjw
p q p v Q
kde p je potencial, ktorym bola castica urychlena.
Vidime, ze takyto magneticky analyzator separuje castice podl’a pomeru ich hmotnosti
a naboja. O hrmotnostnej separacii preto rmozerme hovorit’ iba vtedy, ak nejakym sposobom
zabezpecime, ze do analyzatora vstupuju len castice s rovnakym nabojom. Princfp cinnosti
magnetickeho analyzatora je na obrazku 10.10.
Magneticky analyzator rmoze byt’ sucast’ou hmotnostneho spektrometra, kedy sa snima
prud zvazku prechadzajuceho magnetom (trajektoria 4) a zaznarmenava sa zavislost’ tohto
prudu od hodnoty indukcie magnetickeho pol’a, resp. od prudu, ktorym je toto pole
vybudzovane. Takto vzniknuty zaznam nazyvame hmotnostne spektrum ionov.
Hmotnostna spektrometria path k rutinnym a vsestrannym metodam analyzy latok. Na
obrazku 10.11 je prfklad spektra vodfkovych ionov z ionoveho zdroja typu Penning. Vidime,
ze v ionovom zdroji vznikaju nielen iony atomarneho vodika H1; ale aj iony molekularneho
vodika H2 a H3.
4
Obr. 10.10 Princip cinnosti magnetickeho hmotnostneho spektrometra (analyzatora,
separatora ionov). 1-magnet, 2-vstupny kolimator, 3-vystupny kolimator, 4-trajektoria ionu
s pozadovanou hmotnofou, 5-trajektoria fazsieho ionu, 6-trajektoria I’ahsieho ionu.
-152-
1 2 3 Mcamu]
Obr. 10.11 Hmotnostne spektrum zvazku vodikovych ionov. Na zvislej osi je prud merany
na vystupe analyzujuceho magnetu za vystupnym kolimatorom. Na vodorovnej osi je
magneticka indukcia prepocitana na molekulovu hmotnost’.
Spektrometricke vlastnosti magnetickeho pol’a sa vyuzivaju aj pri transpose zvazkov.
Vyuziva sa tu ta skutocnost’, ze magnet spolu so sustavou kolimatorov prepusti na tercik
pripadne do d’alsej sustavy transportu zvazku len iony s urcitou tvrdost’ou. Neziaduce
„pnmesy“ budu zo zvazku odfiltrovane.
Dalsie podsystemy urychl’ovacov, ako su rozvod (transport) zvazku, vakuovy system,
riadiaci system, napajacie zdroje a diagnostika zvazkov su samostatnymi technickymi
disciplinary a vyzaduju si studium specializovanych predmetov.
10.7 Zakladne typy urychl’ovacov
Urychiovace su najcastejsie klasifikovane podl’a tvaru drahy, ktoru v nich castice
vykonavaju. Podia tohto kriteria delime urychiovace do dvoch hlavnych skupin:
• linearne urychiovace (draha je cast’ou priamky);
• kruhove (cyklicke) urychiovace (draha je uzavreta krivka alebo krivka blizka
spirale).
Pre linearne urychiovace je typicke, ze castica prechadza urychl’ujucou strukturou iba raz.
Linearne urychiovace sa d’alej delia podia toho, ci je urychiujuce elektricke pole v case
konstantne alebo premenlive. V prvom pripade (staticke pole) hovorime o linearnych
elektrostatickych urychiovacoch, v druhom pripade (casovo-premenlive pole) o linearnych
rezonancnych urychiovacoch. V praxi sa zauzivalo, ze pod linearnym urychiovacom sa
automaticky rozumie rezonancny urychl’ovac, zatiai co ak sa jedna o elektrostaticky system,
je to explicitne vyjadrene v nazve spravidla podia typu vysokonapat’oveho zdroja (d’alej len
-153-
VN-zdroj), napriklad kaskadny alebo Van de Graaffov urychl’ovac. Vel’mi zauzwana skratka
pre linearne urychl’ovace je LINAC (LINear ACcelerator).
10. 7. 1 Linearne elektrostaticke urychrovace
V linearnych elektrostatickych urychl’ovacoch su castice urychl’ovane statickym, t.j. v case
konstantnym elektrickym pol’om, ktore sa vytvori medzi dvomi elektrodami s rozdielnym
potencialom. Principialna schema takehoto urychl’ovaca je na obrazku 10.12.
Konstrukcna a elektricka realizacia uvedenej principialnej schemy je v praxi zlozitejsia.
Aby bolo mozne manipulovaf s terakom, napajaf detektory, ktore su spravidla umiestnene
v bkzkosti teraka a podobne, su urychlujuca elektroda a terak na zemnom potenciali, zatial’
co ionovy zdroj je na vysokom potenciali. Ionovy zdroj potrebuje pre svoju cinnosf viacero
pomocnych zariadem a zdroje pracovnych napatf. Cely ionovy zdroj spolu s tymito
zariadeniami je preto umiestneny v tzv. vysokonapat’ovom terminali (d’alej VN-terminal).
VN-terminal musi byf vybaveny autonomnym napajadm zdrojom, galvanicky oddelenym od
ostatnych zariadem napajanych zdrojmi na zemnom potenciali. Rovnako meranie
elektrickych velicm vo VN-terminali a riadenie cinnosti ionoveho zdroja musi byf realizovane
galvanicky oddelenymi obvodmi, najcastejsie pomocou optickych kablov.
Zvazok
Vakuum
Ionovy zdroj Urychl’ujuca Terak elektroda
VN-zdroj
Cerpacia sustava
Obr. 10.12 Principialna schema linearneho elektrostatickeho urychl’ovaca.
- 154 -
Z dovodu elektrickej pevnosti, ako aj primeranej fokusacie zvazku nie je urychl’ujuce
napatie pripojene len medzi ionovy zdroj a jedinu urychl’ujucu elektrodu, ale je rozdelene na
viacero mensuch napat'ovych pnrastkov, pripojenych na viacero urychlujucich elektrod.
Potencialy jednotlivych elektrod su odvodene od celkoveho urychlujuceho napatia pomocou
odporoveho delica. Odporovy delic definuje narast potencialu od ionoveho zdroja az po
poslednu urychlovaciu elektrodu. Hodnoty odporov v delici nie su rovnake a od ich
optimalnej vol’by zav^ fokusacia zvazku v urychl'ovacej trubici. Elektrody maju rotacne
symetricky tvar a v prvom priblizem si ich mozeme predstavit ako dute valcove rurky.
Ampermeter sluzi na meranie zvodoveho prudu delicom, ktory by mal byt porovnatelny
s prudom zvazku. Hodnota zvodoveho prudu je podl'a Ohmovho zakona mierou vysokeho
napatia VN-zdroja.
S uvazenkm tychto skutocnostf mozeme principialnu schemu 10.12 prekreslit na schemu,
ktora sa ovel'a viac blizi skutocnej technickej realizacii (obrazok 10.13).
K urychl’ovaniu castic v urychl’ovaci podl’a obrazku 10.13. dochadza vstrbinach medzi
jednotlivymi elektrodami, kde potencial narasta, zatial co vo vnutri elektrod sa potencial
nemeni a zodpoveda potencialu danej elektrody. Strbiny medzi elektrodami preto nazyvame
urychl’ovadmi strbinami. Aby bol potencial v okoli urychlovac^ch strbwn dobre definovany,
konce strbm su specialne tvarovane. Obrazok 10.14 ukazuje realny tvar urychl’ovacej strbiny
a rozlozenie potencialu elektrostatickeho pol'a v nej.
Elektroda Strbina Vakuova trubica (izolant)
VN-zdroj
VN-terminal
s ionovym
zdrojom
Obr. 10.13 Usporiadanie urychl’ujucej trubice linearneho elektrostatickeho urychl’ovaca.
Ampermeter sluzi na meranie zvodoveho prudu odporovym delicom, ktory je mierou vysokeho
napatia.
- 155 -
Obr. 10.14 Tvar elektrod a rozlozenie potencialu v elektrostatickej urychl’ovacej strbine.
Elektrostaticka urychl’ujuca trubica je sustava strbfn, pricom moze byt’ konstruovana ako
tzv. nehomogenna trubica alebo homogenna trubica.
Pri nehomogennej trubici su elektrody dostatocne dlhe na to, aby sa potencial vo vnutri
elektrody ustalil na konstantnej hodnote. Nehomogenna trubica preto predstavuje sustavu
urychl’ujucich strbfn navzajom uplne oddelenych usekmi s ustalenym potencialom, kde
nedochadza k urychl’ovaniu. Takyto usek sa nazyva aj driftovy priestor (drift-tubes).
Pri homogennej trubici su naopak elektrody dostatocne kratke na to, aby useky narastu
potencialu na seba prakticky plynule nadvazovali. Jej charkateristickou crtou je preto kvazi- linearny narast potencialu pozdlz urychl’ujucej struktury. Technicky je homogenna
trubica realizovana ako sustava prstencovych elektrod oddelenych izolacnymi prstencami.
Na distribucii pol'a v homogennej trubici sa to prejavf tak, ze z jednotlivych urychl’ovacfch
strbfn sa prakticky uplatnf iba centralna cast’, kde je zakrivenie ekvipotencial zanedbatel’ne.
To ma za nasledok vyrazne znfzenie priecnej zlozky vektora intenzity elektrickeho pol’a, coho
dosledkom je potlacenie fokusacnych ucinkov trubice. V prfpade idealne planarnych
ekvipotencial, ktorym by zodpovedal presne linearny narast potencialu, by priecna zlozka
vektora intenzity elektrickeho pol’a bola nulova a trubica by na castice posobila silou len
v pozdlznom smere. Na obrazku 10.15 je znazornena homogenna trubica amapa
elektrostatickeho pol’a v priestore medzi dvomi susednymi elektrodami.
-156-
otvorv elektrodach
r
I
Obr. 10.15 Homogenna trubica a priebeh ekvipotencial medzi dvomi susednymi
elektrodami.
Linearne elektrostaticke urychl’ovace d’alej delime podia typu VN-zdoja na urychiovace
typu Van de Graaffa a kaskadne. Treba povedat’, ze oba typy urychiovacov vyuzivaju presne
ten isty mechanizmus urychiovania i konstrukciu urychiujucej struktury, rozdiel je iba
v sposobe ziskania vysokeho napatia.
Zaciatkom tridsiatych rokov patentoval Van de Graaff elektrostaticky generator na
ziskavanie vysokeho napatia. Jeho princip je na obrazku 10.16.
-157-
Obr. 10.16 Principialna schema Van de Graaffovho generatora.
Van de Graaffov generator, ako je tento system nazyvany, pozostava z dvoch valcov,
medzi ktory mi je napnuty pas z izolantu. Spodny valec je pohanany motorom tak, ze pas sa
pohybuje konstantnou rychlost’ou niekol’ko jednotiek az desiatok metrov za sekundu.
V spodnej cast! generatora sa nachadza zdroj nabijacieho prudu, ktorym sa pas nabija na
kladny potencial. Kladny naboj je prakticky rovnomerne rozlozeny na povrchu pasu
a mechanickym pohybom pasu je transportovany smerom k hornej elektrode generatora.
Horna, tzv. vysokonapat’ova elektroda ma tvar gule (kopule) a je spojena s kolektorom,
ktory zbera naboj z povrchu pasu. Naboj, hromadiaci sa na povrchu VN-elektrody sposobuje,
ze VN-elektroda sa nabija na vysoky potencial. Hodnota tohto potencialu nie je fyzikalne
obmedzena, avsak pri dosiahnuti istej hodnoty napatia sa zacne uplatnovat’ koronovy vyboj,
ktory vedie ku stratam naboja z povrchu VN-elektrody. Dalsim limitujucim faktorom je
elektricka pevnost’ prostredia, vktorom generator pracuje. Tato je napriklad pre vzduch pri
atmosferickom tlaku asi 30kV/cm. Pre VN-elektrodu tvaru gule s polomerom 1m je tato
hodnota dosiahnuta asi pri napati 3MV. Z tohto dovodu sa cele zariadenie zapuzdruje do tzv.
tanku, ktory sa natlakuje vhodnym izolacnym plynom.
V roku 1934, R.G. Herb so spolupracovmkmi ako prvi vyvinuli zapuzdreny Van de
Graaffov generator. Tento variant elektrostatickych urychl’ovacov sa pouzfva dodnes. Horna
hranica dosiahnutel’nych napati sa vtakychto systemoch pohybuje okolo 25MV. Najvacsf
- 158-
urychl’ovac tohto typu v Daresbury Nuclear Structure Facility (Anglicko) dosahuje napatie
30MV. Ako izolacne plyny sa pouzivaju dus^k, derivaty metanu, freon alebo SF6. Vyhodou
nezapuzdrenych generatorov je Tahka udrzba, servisne prace su mozne prakticky hned po
vypnud generatora a vyskratovarn zbytkoveho naboja. Ich nevyhodou je nizsia napat’ova
pevnost' a teda nizsie dosiahnuteTne napatia. Vyhodou zapuzdrenych systemov je vyssia
napat’ova pevnost. Nevyhodou je komplikovanejsi servis a udrzba.
Nabyacia kapacita pasu zavisi od mnohych parametrov, hlavne od s^ky, rychlosti
a materialu pasu. Pas siroky 0.5m pohybujuci sa rychlostou 1 km/min ma nabyaciu kapacitu
asi 1mA. Ako material pasu sa pouzivali rozne pogumovane textflie. Posobenkm znacneho
mechanickeho namahania pasu bola ich zivotnost’ maximalne niekoTko tiste hodm.
V sucasnych systemoch typu Pelletron, vyvinutych americkou spolocnostou NEC (National
Electrostatic Corporation) je pas nahradeny ret’azou, pozostavajucou z kovovych clankov
(Pellets) spojenych nylonovymi spojkami. Zivotnost takehoto systemu dosahuje niekoTko
desiatok tisic hodm, nabyacia kapacita je typicky 150pA. Pre zvysenie nab^acej kapacity
mozno pouzit paralelnu kombinaciu viacerych ret’azh Vyvinutie urychTovacov typu Pelletron bolo vyraznym zdokonalemm Van de Graaffovych urychTovacov a Pelletrony (v zapuzdrenej
verzii) predstavuju najaktualnejsiu verziu „malych“ kompaktnych linearnych elektrostatickych
urychTovacov s napatiami do 20 az 30MV.
Iny sposob z^skavania potrebnych napatH pre elektrostaticke urychTovace navrhli tiez
v tridsiatych rokoch Cockroft a Walton, pouzijuc tzv. asymetricky kaskadny nasobic, znamy
z dvadsiatych rokov ako Greinacherov nasobic. Prve VN-zdroje tohto typu dosahovali
napatia niekoTko stoviek kV. Elektricka schema zapojenia kaskadneho nasobica je na
obrazku 10.17.
Kaskadny generator pozostava z niekoTkych identickych stupnov zvanych kaskady, tvorenych kondenzatormi a diodami (obrazok je prevzaty z anglickej literatury a diody su
oznacene symbolmi „R“ od slova „Rectifier“). Prvy stupen (C1, R1) je napajany zo
sekundarneho vinutia transformatora harmonickym napatfm s amplitudou U. Nech bod b bude uzemnenym polom sekundarneho vinutia transformatora. Napatie v bode a osciluje
medzi hodnotami ±U. Nech je kondenzator C1 v pociatocnom stave vybity. Uvazujme
polperiodu, pocas ktorej je napatie zdroja orientovane z bodu b do bodu a. Ked’ze
kondenzator C1 je na pociatku vybity, objav^ sa toto napatie aj medzi bodmi b a c. Dioda R1
bude polarizovana v priepustnom smere. Kondenzator C1 sa cez diodu R1 nabije na napatie
Uorientovane z bodu c do bodu a. Ked sa polarita zdroja zmern, objavi sa medzi bodmi c a b napatie 2U = [napatie na kondenzatore C1] plus [napatie zdroja orientovane z bodu a do
bodu b]. Dioda R1 bude tymto napaUm zaverne polarizovana, dioda R2 priepustne.
Kondenzator C2 sa preto pocas tejto polperiody nabije na dvojnasobok amplitudy zdroja, t.j.
- 159 -
na napatie 2U. Taketo zapojenie preto funguje ako nasobic napatia. Zarademm n kaskad
dosiahneme vysledne napatie 2nil, pricom elementy kazdej kaskady (kondenzatory a diody)
musia byt’ dimenzovane na napatie 2U.
e (2u:4
(2u) d
Obr. 10.17 Schema zapojenia kaskadneho VN-zdroja.
Kaskadne generatory dosahuju typicky napatia niekol’ko MV. Okrem vyuzitia ako zdrojov
vysokeho napatia pre urychl’ovace sa pouzivaju aj ako generatory pre vysokonapat’ove
skusobne a podobne. V porovnani s Van de Graaffovymi generatormi su schopne dodavat’
vyssie prudy. Kaskadny generator je pouzity aj v Laboratoriu ionovych zvazkov KJFT FBI
STU. K dispozicii su dva kaskad ne generatory 300kV a 900kV. Na obrazku 10.18 je pohl’ad
do VN-haly urychl’ovaca s 900KV kaskadnym zdrojom pripojenym k VN-terminalu
urychl’ovaca. Celkova vyska zariadenia je asi 4 m. Schema zapojenia je na obrazku 10.19.
Obr. 10.18 Pohl’ad do haly urychl’ovaca kaskadneho linearneho urychl’ovaca KJFT FBI STU.
-160-
pump
VN-terminal s ionovym zdrojom
/V1 11 1FS X Hirtrla
Vyvod zvazku k tercovym komoram
Obr. 10.19 Linearny elektrostaticky urychl’ovac KJFT FBI STU - realna schema zapojenia.
Lava cast obrazku predstavuje vlastny urychl’ovac s VN-terminalom a urychl’ovacou strukturou
vo forme nehomogennej trubice pozostavajucej z osmich elektrod vytvarajucich sedem
urychl’ovacich strbin. Napatia na jednotlivych elektrddach su definovane pomocou odporoveho
delica. Prava cast zobrazuje kaskadny generator s napatim 900 kV.
Specialnym typom elektrostatickeho urychl’ovaca je tandemovy urychl’ovac. Je to
v podstate elektrostaticky urychl’ovac typu Van de Graaffa (najcastejsie v prevedenf
Pelletron), v ktorom sa jedno urychl’ujuce napatie vyuzije viacnasobne. lonovy zdroj a vystup
urychl’ovaca su vtomto prfpade na zemnom potenciali a VN-terminal sa nachadza na
vysokom kladnom potenciali v strede urychl’ujucej struktury. Do urychl’ovaca sa injektuju
zaporne nabite iony, ktore sa zfskavaju bud’ priamo zo zdroja zapornych ionov alebo
z bezneho zdroja kladnych ionov prechodom ionov cez vhodny zriedeny plyn s nfzkou
vystupnou pracou elektronov. Interakcia ionov s molekulami tohto plynu vedie kzachytu
elektronov ionmi, cirri dochadza k ich neutralizacii az vzniku zaporne nabitych ionov. Zvazok
zapornych ionov prechadza prvou polovicou urychl’ujucej struktury, ktora je obycajne
konstruovana ako homogenna trubica a je urychleny rozdielom potencialov medzi zemou
(ionovy zdroj) a VN-terminalom. Vo VN-terminali sa nachadza strhavac elektronov, ktory
-161 -
moze byt’ realizovany ako tenka folia z vhodneho materialu, prfpadne ako plyn. Castice maju
dostatocnu energiu na to, aby cez strhavac preleteli, pricom stratia niekol’ko elektronov a
stavaju sa z nich kladne iony. V tom okamihu zacnu „cftit’“ opat’ urychl’ujuci potencial medzi
VN-terminalom a vystupom urychl’ovaca, takze ich povodna kineticka energia sa zvysi o
prfrastok rovnajuci sa sucinu ich naboja a urychrujuceho potencialu. Urychrujuci potencial je
takymto „trikom“ vyuzity viacnasobne, minimalne vsak dvakrat pri zmene nabojoveho stavu
ionov z -1 na +1. V zavislosti od ucinnosti strhavacieho procesu mozno v princfpe dosiahnut’
zmenu nabojoveho stavu z -1 na +Z, kde Zje protonove cfslo daneho prvku. Analyzujuci
magnet na vystupe urychl’ovaca vybera zo zvazku castice s pozadovanou energiou.
Tandemovy urychl’ovac a jeho hlavne casti je schematicky znazorneny na obrazku 10.20.
V
lonovy zdroj
Zmena naboja ionov Magnet
Zaporneiony Homogenna trubica
Strhavac elektronov +VN-termialNabijaci pasKladne iony
MagnetUTercik
Obr. 10.20 Princip cinnosti tandemoveho urychl’ovaca a jeho zakladne casti.
Vlastnosti linearnych elektrostatickych urychTovacov
Linearne elektrostaticke urychl’ovace patria historicky k prvym typom urychl’ovacov a
vyznacuju sa jednoduchost’ou konstrukcie a kompaktnymi rozmermi, najma v zapuzdrenom
prevedenl. Ked’ze urychl’ujuce napatie sa s casom nemenl, elektricke pole je v urychl’ujucej
strukture prltomne v I’ubovol’nom casovom okamihu. Tieto urychl’ovace preto na svojom
vystupe produkuju spojity (DC) zvazok. Tuto skutocnost’ mdzeme pri mnohych aplikaciach
povazovat’ za ich prirodzenu a hlavnu vyhodu. Dosiahnutel’na energia zvazku je principialne
limitovana maximalnym napatlm VN-zdroja, ktore je pripojene medzi prvu a poslednu
elektrodu urychl’ujucej struktury. Inymi slovami, konecna energia zvazku zodpoveda priamo
rozdielu potencialov medzi poslednou a prvou elektrodou urychl’ujucej struktury. Maximalne
- 162-
dosiahnutel’ne napatie VN-zdroja je limitovane mnohymi technickymi a fyzikalnymi faktormi,
ako su napriklad napafova pevnosf prostredia, prierazne napatia suciastok a podobne.
Typicky energeticky rozsah linearnych elektrostatickych urychl’ovacov je preto stovky keV az
desiatky MeV.
10. 7. 2 Linearne rezonancne urychl’ovace
Principialnou nevyhodou elektrostatickych urychl’ovacov je ta skutocnosf, ze napafove
prirastky na jednotlivych urychl’ovadch strbinach sa satavaju, co vedie k vysokym hodnotam
celkoveho urychTujuceho napatia. Tento nedostatok je prekonany pri rezonancnom prindpe
urychl’ovania, a to tym sposobom, ze elektricke pole sa stava funkciu casu. Ako prvy si
moznosf rezonancneho urychTovania cast^c uvedomil Ising v roku 1924.
Predstavme si urychl’ujucu strukturu, pozostavajucu zo za sebou nasledujucich valcovych
elektrod a strb^n (obrazok 10.21). V prindpe sa z konstrukcneho (geometrickeho) hl’adiska
nelisi od urychfovacej trubice linearnych elektrostatickych urychl’ovacov, lisi sa vsak
v sposobe napajania. Na rozdiel od elektrostatickeho systemu, tato struktura bude pracovaf
v impulznom rezime.
Obr. 10.21 Princip rezonancneho urychl’ovania v linearnej urychrujuaej strukture.
Uvazujme, ze do systemu vstupuje zl'ava nabita castica s istou pociatocnou rychlosfou
(kinetickou energiou). K jej urychl’ovaniu staC^, aby zdroj zacal generovaf napatie vzdy v
okamihu, ked’ castica vstupuje do urychl'ovacej strbiny. Ked’ castica opust’a urychlovaciu
strbinu, t.j. ked vstupuje do elektrody, napatie moze opaf klesnuf na nulu az do okamihu,
ked castica vstupuje do nasledujucej urychl’ujucej strbiny. Pocas preletu vo vnutri elektrody
sa castica pohybuje s konstantnou rychlosfou a zmena napatia nema na jej pohyb nijaky
vplyv. Preto sa tieto elektrody nazyvaju driftove trubice (drift tubes). Ak je pouzity impulzny
generator urychlujuceho napatia s konstantnou frekvenciou, dlzka driftovych trubic mudi
postupne narastaf tak, ako narasta rychlosf castice, aby doba preletu castice kazdou
driftovou trubicou bola konstantna. Takymto sposobom ziskava castica pri prelete kazdou
strbinou urcity pr^rastok kinetickej energie. Tieto pnrastky kinetickej energie sa kumuluju bez
toho, ze by bolo potrebne kumulovaf aj napatie na urychl'ovadch strbinach.
- 163 -
Je zrejrme, ze tento princip nebude fungovat’ pre I’ubovol’ne castice, ale len pre tie, ktore
vstupia do urychl’ujucej struktury „v tom spravnonT okamihu, resp. vo vhodnej faze. Tym je
dana zasadna vlastnost’ rezonancnych urychl’ovacov - vyrazna casova struktura
vystupneho zvazku. Rezonancne urychl’ovace produkuju impuizne zvazky.
V case Isingovho navrhu v roku 1924 nebol kdispozfcii vhodny impulzny generator, takze
sa Isingovi nepodarilo myslienku aj prakticky demonstrovat’. V roku 1928 navrhol svajciarsky
fyzik R. Wideroe modifikaciu tohto princfpu. Impulzny generator nahradil radiofrekvencnym
(RF) oscilatorom s konstantnou frekvenciou. Historicky prva Wideroe struktura pozostavala
z troch driftovych trubfc, prostredna z nich bola pripojena koscilatoru. Oscilator pracoval na
frekvencii 1MHz s amplitudou kmitov 25kV. Pouzitfm tejto struktury boll uspesne urychlene
iony sodfka a draslfka na energiu 50keV. Struktura je oznacovana podl’a svojho vynalezcu
ako Wideroe LINAC. Principialna schema zapojenia Wideroe struktury je na obrazku 10.22.
-------------► ◄--------- -------------►◄------------- ---------► ◄------------
Obr. 10.22 Linearny rezonancny urychl’ovac typu Wideroe.
Kazda druha driftova trubica je pripojena na ten isty pol RF-generatora. Napatie v kazdej
strbine sa harmonicky menf, pricom vdvoch susednych strbinach je vzdy v protifaze. Na
obrazku 10.22 je dvomi sadami sfpiek naznacena polarita napatia na jednotlivych strbinach
v dvoch casovych okamihoch, Ifsiacich sa ojednu pol-periodu RF-generatora.
Predstavme si opaf casticu vstupujucu do struktury zl’ava tak, ze v okamihu, ked’ castica
vstupuje do prvej strbiny, je na strbine urychl’ujuca polarita napatia. Na nasledujucej strbine
je v tom istom okamihu spomal’ujuca polarita napatia, co ale nevadf, lebo castica sa v tejto
strbine nenachadza. Ak je dlzka elektrody zvolena tak, ze castica hou preletf za jednu pol-
periodu RF-generatora, v okamihu vstupu castice do nasledujucej strbiny bude na nej prave
urychl’ujuca polarita napatia. Tento princip rmozno aplikovat’ na struktury pozostavajuce
z niekol’kych desiatok driftovych trubfc. V roku 1931 Sloan a Lawrence na univerzite v
Berkeley skonstruovali Wideroe LINAC pozostavajuci z 30 driftovych trubfc a dosiahli energiu
1.25MeV pre iony ortuti. Neskor bol system predlzeny na 36 driftovych trubfc a dosiahnuta
energia bola 2.8MeV.
-164-
Pre spravnu funkciu Wideroe urychl’ovaca musia dlzky jednotlivych driftovych trubfc splnat’
tzv. podmienku synchronizmu:
'■=4=poi=p4=f (10.33)
kde L je dlzka driftovej trubice, T, f, X su perioda, frekvencia, resp. vlnova dlzka RF-
generatora, v je ryehlost’ castice a (3 je pomer rychlosti castice ku rychlosti svetla.
V prfpade Wideroe linearnych urychl’ovacov je limitujucim faktorom na strane vysokych
energii potrebna dlzka driftovych trubfc, ktora sa podl’a vzt’ahu (10.33) rovna (3X/2.
Dosad’me naprfklad protony s energiou 1MV. Ich ryehlost’ bude 1.3852-108 m/s, (3=0.046. Pri
frekvencii RF-generatora 10MHz dostaneme potrebnu dlzku driftovej trubice priblizne 0.7m.
Celkova dlzka urychl’ujucej struktury ako sustavy niekol’kych desiatok driftovych trubfc je
podstatne vacsia a stava sa praktickym ohranicenfm pre dosahovanie vysokych energif vo
Wideroe strukture. Dlzka driftovych trubfc klesa s klesajucou vlnovou dlzkou RF-generatora,
X, co je mozne dosiahnut’ zvysenfm jeho pracovnej frekvencie. Ktomu doslo po druhej
svetovej vojne. V dosledku intenzfvneho vyvoja radarovych systemov boli kdispozfcii RF-
generatory svyssou frekvenciou. Pri vyssfeh frekvenciach vsak dochadza k vel’kym stratam
energie v dosledku vyzarovania. Driftove trubice totiz predstavuju elektrody kondenzatora,
ktorym tecie prud umerny velicine mCU = 2nfCU, kde coje uhlova frekvencia generatora, f je
frekvencia generatora, C je kapacita medzi driftovymi trubicami a U je urychl’ujuce napatie.
So zvysujucou sa frekvenciou tento prud narasta. Straty mozno eliminovat’ zaradenfm
induktfvnej zat’aze, ktora by s danym kondenzatorom vytvorila rezonaneny obvod. Driftove
trubice sa preto uzavru do tzv. rezonanenej dutiny (kavity), ktorej rezonanena frekvencia je
totozna s frekvenciou budiaceho generatora (obrazok 10.23).
Silociary el.
Driftova
Obr. 10.23 Jednoducha rezonanena kavita linearneho rezonaneneho urychl’ovaca.
-165-
V prindpe je mozne umiestnit’ aj viacero driftovych trubte do spolocneho rezonatora, am
vznikne tzv. drift-tube LINAC (DTL), ktory vynasiel v roku 1954 L. Alvarez. Ako prvy bol
skonstruovany 32MeV protonovy LINAC napajany 200MHz radarovym generatorom. DTL
urychl’ovac je schematicky znazorneny na obrazku 10.24.
- - - - -
+ + + + +
plpl
Obr. 10.24 Principialne usporiadanie urychfovaca typu DTL Alvarez LINAC.
Na rozdiel od Wideroe-struktury, v pnpade Alvarez-struktury su vsetky urychl’ovacie
strbiny polarizovane elektromagnetickym vlnernm vo vnutri rezonatora vo faze, takze
podmienka synchronizmu bude mat tvar:
L = vT = p1 (10.34)
Typicky gradient elektrickeho pol’a v urychl’ovadch strbinach Alvarez-struktury je 6 az
10MV/m. Alvarez struktury su vhodne pre urychl’ovanie castfc v intervale 0.04 < p < 0.5. Na
obrazku 10.25a) je pohl’ad do vnutra tanku 50MeV Alvarez Proton Linac (CERN) a na
obrazku 10.25b) je vonkajsi zaber na tank tohto linearneho urychl’ovaca.
- 166 -
Obr. 10.25 Vnutorny a vonkajsi pohl’ad na 50MeV Alvarez Proton Linac CERN
(www.cern.ch).
Urychl’ovanie ionov s mzkymi pociatocnymi energiami ((3<0.04) pomocou Alvarez-
struktury je malo efektivne z hl’adiska dosahovanych vystupnych prudov zvazku. Pri tychto
nfzkych energiach sa uplatnuje priestorovy naboj zvazku, ktory sposobuje jeho spontannu
defokusaciu. V roku 1970 I.M. Kapcinskij aV.A. Teplakov navrhli modifikaciu linearnej
urychl’ovacej struktury tak, aby sa v nej vytvorili podmienky pre fokusaciu zvazku, t.j. aby sa
vytvorila vyrazna priecna zlozka elektrickeho pol’a, umerna vzdialenosti castice od pozdlznej
osi struktury. Takyto urychl’ovac sa nazyva radiofrekvencny kvadrupolovy urychl’ovac (RFQ =
Radio-Frequency Quadrupole), nakol’ko sa vo vnutri rezonatora nachadzaju styri pozdlzne
elektrody tvarovane tak, ze apertura struktury je periodickou funkciou pozdlznej suradnice.
RFQ-urychl’ovace su idealnym medzistupnom medzi elektrostatickym injektorom a DTL
urychl’ovacom. Usporiadanie elektrod RFQ-urychl’ovaca je naobrazku 10.26.
-167-
RFQelektrodv
Obr. 10.26 Usporiadanie elektrod v RFQ-urychiovaci.
Pojem fazovej stability
Pri rezonancnych urychiovacoch sa stretavame s novym pojmom, s ktorym sme sa
v pripade elektrostatickych systemov nestretli. Je to pojem fazovej stability. Z doterajsieho
vykladu je zrejme, ze rezonancna struktura bude uspesne pracovat’, pokiai budu splnene
podmienky synchronizmu 10.33 a 10.34. Ani za tychto okolnosti vsak nebudu urychl’ovane
vsetky castice, ale len tie, ktore vstupia do struktury vo vhodnom okamihu, t.j. vtedy, ked’ je
v strbinach pritomne elektricke pole s urychrujucou polaritou. Aby bol prirastok kinetickej
energie co najvacsi, idealne by bolo, keby castica prechadzala strbinou v okamihu maxima
urychl’ujuceho napatia. Tuto podmienku vsak nemozno nikdy uplne presne splnit’ uz len
ztoho dovodu, ze doba preletu castice strbinou je konecna, ateda castica nikdy
neprechadza strbinou iba v jedinom bode priebehu urychl’ujuceho napatia. Vhodne by vsak
bolo, keby castica prechadzala strbinou v blizkosti maxima. V takom pripade mame
k dispozicii dve moznosti: bud’ voblasti narastu urychl’ujuceho napatia alebo voblasti
poklesu urychiujuceho napatia. Tieto dve moznosti sa vyznamne lisia z hiadiska stability, t.j.
z hiadiska „odolnosti“ voci odchylkam. Situacia je ilustrovana na obrazku 10.27.
Predpokladajme harmonicky priebeh urychl’ujuceho napatia. Stabilny bude len pripad, ked’
castica vstupi do urychiujucej struktury pocas narastu urychiujuceho napatia. Casticu, ktora
vstupi presne vo faze <ps budeme nazyvat’ synchronnou casticou afazu <ps synchronnou
fazou. Castica, ktora vstupi do strbiny o nieco neskor (<p > <ps), bude urychlena vacsim
napatim ako synchronna castica, ziska teda vacsiu rychlost’, cim sa jej „oneskorenie“ pri
-168-
vstupe do nasledujucej strbiny znfzi. Jej faza sa bude presuvaf k synchronnej faze. Naopak,
castica, ktora vstupi do strbiny skdr (cp < cps), bude urychlena menej a jej faza sa pri vstupe do
nasledujucej strbiny posunie smerom k synchronnej faze.
Obr. 10.27 Kvysvetleniu pojmu fazovej stability pohybu castice vrezonancnych
urychl’ujucich strukturach.
10.7.3 Cyklicke urychl’ovace
Praktickym obmedzemm linearnych rezonancnych urychl’ovacov je ich narastajuca dfzka
pri snahe o d’alsie zvysovanie vystupnej energie zvazku. Je to preto, ze v linearnych
urychl’ovacoch (toto tvrdenie platf tak pre elektrostaticke ako aj pre rezonancne urychl’ovace)
castica prechadza kazdou urychl'ovacou strbinou iba raz. Toto obmedzenie prekonavaju
cyklicke urychl’ovace, v ktorych castica prechadza tou istou urychl’ujucou strukturou
opakovane mnohokrat. Na dosiahnutie tohto efektu je potrebne pouzif magneticke pole,
ktore zakrivuje drahy castfc do tvaru priblizne spiraly (cyklotron) alebo uzavretej krivky
(synchrotron), cim ich opakovane vracia do urychl’ujucej struktury. Pocet obehov castice
pocas urychlenia v synchrotrdne moze byf niekol’ko milionov, v akumulacnych prstencoch
a v zdrojoch synchrotrdnoveho ziarenia mozu castice cirkulovaf i niekol’ko hodfn, a to
prakticky rychlost’ou svetla.
Podrobne vysvetlenie cinnosti cyklickych urychl’ovacov vyzaduje hlbsie znalosti dynamiky
castfc v elektromagnetickych poliach, a je preto nad ramec tohto ucebneho textu. Vysvetlfme
si len zakladne princfpy ich fungovania.
Z hl’adiska dosahovanych energif, cyklotrdny pracuju v nizsej energetickej oblasti, typicky
od desiatok po stovky MeV. Principialna schema cyklotrdnu je na obrazku 10.28.
- 169-
Obr. 10.28 Principialna schema cyklotronu. Electro magnet = elektromagnet, north pole =
severny pol, coils = cievky, magnetic field = mag net! eke pole, oscillator = oscilator, dee =
'decko', duant, beam = zvazok, south pole = juzny pol.
Obrazok 10.28 predstavuje tzv. konveneny cyklotron, ktory pozostava z elektromagnetu
a dvoch tzv. duantov. Elektromagnet je tvoreny magnetickym obvodom, cievkami a polovymi
nastaveami. V medzere medzi polovymi nastaveami sa vytvorf magneticke pole, ktore
zakrivuje drahy urychl’ovanych castfc. Duanty su dve dute elektrody vtvare pfsmena 'D'
pripojene na oscilator. Strbina medzi duantami je urychl’ujucou strbinou, priestor vo vnutri
duantu je z hl’adiska prftomnosti elektrickeho pol’a driftovym priestorom, je tu vsak pritomne
magneticke pole elektromagnetu. Princfp cinnosti je podobny ako pri linearnom
rezonanenom urychl’ovanf. Castica prechodom strbinou medzi duantami zfska urcity
prfrastok kinetickej energie a nasledne sa pohybuje po kruznici vo vnutri duantu. Magneticke
pole je v case konstatne, elektricke pole je periodickou funkeiou casu. Perioda je volena tak,
aby pri nasledovnom prechode castice strbinou na nu posobilo opaf urychl’ujuce pole.
Kazdym prechodom strbinou sa energia castice zvysi a polomer jej drahy v magnetickom poli
sa zvaesf. Trajektoria castice v cyklotrone je znazornena na obrazku 10.29.
priechodka
trajektoria ionu
Obr. 10.29 Trajektoria castice v cyklotrone. Bod A predstavuje pociatocny zdroj castfc, ktory
moze byt bud’ internym idnovym zdrojom alebo inflektorom axialnej injekeie.
- 170 -
Uhlovu rychlosf pohybu castice v cyklotrone mozeme urcit na zaklade rovnosti dostredivej
Lorentzovej sily qvB (jej povodcom je magneticke pole) a zotrvacnej odstredivej sily mpw2:
qvB = mpw2 = qwpB (10.35)
kde mje hmotnosf castice, p je polomer jej drahy, v je obvodova rychlosf castice, w je
uhlova rychlosf castice a B je indukcia magnetickeho pol’a.
Pre uhlovu rychlosf dostavame:
w = — (10.36)m
pricom magneticke pole uvazujeme konstantne v case aj priestore.
Za tychto okolnosti uhlova rychlosf nezav^ na polomere drahy castice, p. Vd’aka tomu
mozno urychl’ujucu strukturu napajaf generatorom so stalou frekvenciou a urychl’ovaf castice
sucasne na vsetkych polomeroch. Treba si vsak uvedomif, ze toto ostava v platnosti len
pokiar sa nezacne prejavovaf narast relativistickej hmotnosti castice, m. S narastajucou
relativistickou hmotnosfou uhlova frekvencia klesa, co je pochopitefne, pretoze pr^rastok
kinetickej energie sa uz nevyuz^va len na pnrastok rychlosti, ale aj na zvysenie hmotnosti
castice. Castica preto „nest^ha“ obiehaf s frekvenciou zodpovedajucou frekvencii generatora.
U cyklotronov pracujucich v oblasti vyss^ch energii (»100MeV) je preto realna distribucia
magnetickeho pofa znacne odlisna od homogennej. Aby sa kompenzovali dosledky narastu
relativistickej hmotnosti castice, magneticke pole sa stava funkciou polomeru i azimutu, stale
vsak ostava v case konstatne. Moderne cyklotrony, ktore vyuz^vaju vhodnu priestorovu
variaciu magnetickeho pofa, su konstruovane ako tzv. izochronne alebo sektorove
cyklotrony.
V izochronnom cyklotrone su polove nastavce vytvarovane tak, ze sa striedaju oblasti
s malou a vel’kou medzerou medzi nastavcami. Mala medzera vznika medzi tzv. sektormi,
vrchmi, zatial’ co vefka medzera medzi tzv. udoliami. Medzi sektormi je magneticke pole
silnejsie ako medzi udoliami. Na obrazku 10.30 je vyobrazeny spodny polovy nastavec
sektoroveho cyklotronu. Typicky pocet sektorov je styri. Urychlujuce duanty sa v pripade
sektoroveho cyklotronu umiestnuju do dol^n, pricom dve doliny su spravidla pouzite pre
duanty a zvysne dve sluzia na umiestnenie d’alsich zanaderu, napr^klad extrakcie zvazku.
- 171 -
Udolie ,-Sektor
Vrch '■
" Pol magnetu
Obr. 10.30 Polovy nastavec izochronneho cyklotronu.
Pocet konstrukcnych modifikacii cyklotronov sa d’alej rozsiruje z hl’adiska
umiestnenia ionoveho zdroja. Rozlisujeme cyklotrony:
• s internym idnovym zdrojom;
• s externym idnovym zdrojom (axialna injekcia).
Interny ionovy zdroj je umiestneny vo vnutri cyklotronu, vjeho centralnej oblast!.
Toto riesenie je typicke pre jednoucelove komercne cyklotrony. Vyhodou je ich
kompaktnost’, nevyhodou st’azena manipulacia a udrzba ionoveho zdroja. Pri kazdej
manipulacii s idnovym zdrojom je nevyhnutne cyklotron otvaraf.
Externy ionovy zdroj je umiestneny mimo vlastneho telesa cyklotronu a zvazok je do
centralnej oblast! privedeny ionovou trasou pozdlz vertikalnej osi cyklotronu v jeho centralnej
oblasti. Vertikalny zvazok je odkloneny do horizontalneho smeru pomocou specialneho
zariadenia, ktore sa nazyva inflektor. Inflektor je elektrostaticky prvok, ktory moze mat’ rozny
tvar. Najcastejsie sa pouziva spiralovy alebo hyperbolicky inflektor. Takyto sposob injekcie
Ionov do cyklotronu sa nazyva axialna injekcia.
Po urychleni Ionov na pozadovanu energiu je treba tieto priviest’ na tercik. Tercik moze
byt’ takisto interny, t.j. nachadza sa vo vnutri cyklotronu, ale castejsie sa zvazok vyvadza
mimo cyklotron a transportuje sa na externy tercik. Praces vyvodu zvazku z cyklotronu (vo
vseobecnosti z cyklickych urychl’ovacov) sa nazyva extrakcia zvazku. V pripade cyklotronov
su mozne dve techniky extrakcie zvazku:
• extrakcia deflektorom;
• extrakcia zmenou nabojoveho stavu (prenabojovanim).
- 172 -
Pri extrakcii zvazku pomocou deflektora sa na urcity polomer cyklotronu umiestni
deflektor, ktoreho elektrickeho pole je orientovane priecne na smer pohybu castfc
v radialnom smere. Castice pri prechode deflektorom zfskaju urcitu uhlovu odchylku, ktora
zrnenf ich trajektoriu natol’ko, ze sa dostanu do take] oblasti magnetickeho pol’a, ktora ich
nasmeruje do extrakcneho kanala. Extrakcia deflektorom umoznuje z cyklotronu vyvadzat’
len castice s jednou energiou, ktora je dana polomerom, na ktorom sa deflektor nachadza.
Druhou moznou technikou extrakcie zvazku z cyklotronu je zrmena nabojoveho stavu
Ionov, t.j. prenabojovanie. Namiesto deflektora sa ionom zaradf do cesty tenka folia -
strhavac elektronov. lony pri prechode touto foliou stracaju niekol’ko elektronov, cfm
dochadza ku zmene ich nabojoveho stavu. Po zmene nabojoveho stavu sa skokovo zrmenf
polomer ich trajektorie v magnetickom poll cyklotronu a ich drahy su nasmerovane do
extrakcneho kanala.
Existuje niekol’ko variacif tohto princfpu, ktore su vysvetlene na obrazku 10.31.
n2AY
Obr. 10.31 Princfp extrakcie prenabojovanfm. 1 - folia (strhavac elektronov). 2 - trajektoria
ionu, ktory menf svoj nabojovy stav z -1 na +1, naprfklad H“ na H+. 3 - trajektoria ionu, ktory
zvysi svoj nabojovy stav z n1 na n2 a je vyvedeny po jednej obratke v magnetickom poll
cyklotronu. 4 - trajektoria ionu, ktory zvysi svoj nabojovy stav z n1 na n2 a je vyvedeny po
dvoch obratkach v magnetickom poll cyklotronu. Rk - polomer extrakcie.
Extrakcia prenabojovanfm ma tu principialnu vyhodu, ze strhavaciu foliu je mozne
pomocou specialneho manipulatora pre prenos mechanickeho pohybu do vakua umiestnit’
- 173-
do roznych poloh, predovsetkym na rozne polomery extrakcie. Touto technikou je preto
mozne vyvadzat’ zvazky roznych druhov castic s roznymi energiami.
Uplnym vynechanim dolin z magnetickej struktury izochronneho cyklotronu vznikne tzv.
sektorovy cyklotron. Jeden z najvacsich sektorovych cyklotronov pracuje v PSI Villigen,
Svajciarsko (PSI = Paul Scherrer Institut) a dosahuje energiu 590MeV protonoveho zvazku.
Pre ziskavanie zvazkov este vyssich energii, nez je mozne dosiahnut’ pomocou
cyklotronov, sa pouzivaju synchrotrony. V synchrotrone je na rozdiel od cyklotronu
magneticke pole funkciou casu, pricom sleduje narast energie castice tak, a by polomer jej
drahy bo I konstantny. Synchrotrony su vlastne zlozitym suborom magnetov a urychl’ujucich
rezonatorov usporiadanych po obvode uzavretej krivky. Tato krivka moze (ale nemusi) byt’
blizka kruznici. V praxi sa vyskytuju synchrotronove prstence, ktorych tvar sa moze viac blizit’
stvorcu alebo trojuholniku. Obvod synchrotronu moze byt’ niekol’ko desiatok metrov az
kilometrov vzavislosti od druhu urychl’ovanych castic a vystupnej energie zvazku.
Synchrotron vzdy urychl’uje uz pred-urychleny zvazok, ktory je donho injektovany zvystupu
ineho urychl’ovaca. Typickymi injektormi do synchrotronu su RFQ a LINAC, pripadne
synchrotron predchadzajuceho energetickeho stupna. Na obrazku 10.32 su znazornene
zakladne casti synchrotronu a ich usporiadanie.
Extrakcia kvadrupol Injekcia
Obr. 10.32 Principialne usporiadanie synchrotronu.
Po obvode synchrotronu sa vyskytuju predovsetkym rozne typy magnetov, ktore maju
rozne funkcie. Su to:
-174-
• dipol - jeho funkciou je zakrivovaf drahu zvazku, jeho fokusacne ucinky su mierne
az zanedbatel’ne;
• kvadrupol - pouzwa sa na fokusaciu zvazku;
• sextupol - pln^ specialne funkcie pri extrakcii zvazku a pri korekcii chromaticity;
• korektor - kompenzuje odchylky v zelanej drahe zvazku.
Dalsim vyznamnym prvkom su RF-rezonatory (kavity), ktore sluzia na urychlenie zvazku,
elementy injekcie a extrakcie zvazku, elementy diagnostiky zvazku a d’alsie komponenty.
Podl’a sposobu fokusacie zvazku sa synchrotrony rozdel’uju na synchrotrony so slabou
fokusaciou a synchrotrony so silnou fokusaciou. Pri slabej fokusacii su usporiadanie
magnetov a distribucia magnetickeho pofa v nich volene tak, ze kazdy magnet fokusuje
zvazok v oboch rovinach sucasne, t.j. horizontalne aj vertikalne. Sucasny fokusacny efekt
v oboch rovinach je sice mozne dosiahnuf, avsak za cenu toho, ze ohniskova vzdialenosf
jednotlivych magnetov je dlha, co sposobuje vefke rozmery zvazku v niektorych miestach
prstenca. Pri silnej fokusacii su usporiadanie magnetov a distribucia magnetickeho pol’a
v nich volene tak, ze kazdy magnet fokusuje iba v jednej rovine, zatial’ co v druhej rovine
defokusuje. Aby sa predsa dosiahol vysledny fokusacny efekt v oboch rovinach, musi sa
v kazdej rovine striedaf fokusacia (F) s defokusaciou (D). Ak je teda usporiadanie magnetov
napriklad v horizontalnej rovine FDFDFD...., vo vertikalnej rovine bude DFDFDF.... Pre silnu
fokusaciu je charakteristicke, ze fokusujuca sila je priamo umerna odchylke castice od
zelanej drahy.
- 175 -
11 Perspektivne vyuzitie urychl’ovacov v jadrovej energetike
V 40-tych rokoch 20.storocia bolo z prac na vyskumnych urychl’ovacoch zname, ze
bombardovanie terca z uranu vysokoenergetickymi protonmi, alebo deuteronmi, vytvara
vysoky vyt’azok neutronov. Myslienka, ze tieto neutrony mozu byt’ vyuzite na produkciu
stiepitel’nych materialov pomocou jadrovych reakcn sa potvrdila v roku 1941, ked’ G. Seaborg
po prvykrat vyrobil plutonium pomocou urychl’ovaca nabitych castfc.
Prvy realny koncept vyuzitia urychl’ovaca v jadrovej energetike bol vytvoreny v
osemdesiatych rokoch. Jeho tvorcom bol H. Takahashi so svojou skupinou z Narodneho
laboratoria v Brookhavene (BNL) a bol orientovany na likvidaciu nebezpecneho jadroveho
odpadu. Odvtedy sa do vyskumu a vyvoja tejto problematiky intenz^vne zapojili vsetky krajiny
s rozvinutou jadrovou energetikou a ekonomikou, no najma laboratoria v USA. Tam
postupne vznikali rozne vyskumne a vyvojove programy, ktore napokon vyustili do
najnovsieho programu tzv. pokrocilych urychl’ovacovych aplikaci^ (Advanced Accelerator
Application - AAA).
Program AAA bol zahajeny v rozpoctovom roku 2001, financuje ho Ministerstvo
energetiky (U.S. Department of Energy - DOE) a jeho primarnym ciel’om je viest vedecko-
technicky vyskum, vyvoj a demonstraciu s cielom zistit’, ci je skutocne mozna, cenovo
efektivna a vyhodna transmutacia civilneho vyhoreneho jadroveho paliva (VJP).
Program AAA vznikol modifikaciou navrhu projektu ATW (Accelerator Transmutation of
Waste) z roku 1999. Ulohou programu AAA je, v porovnan s ATW, znacne znizit’ cas
potrebny na demonstraciu transmutacie VJP a znizit’ celkove naklady na vystavbu
ukazkoveho prototypu. Podla sucasnych predstav by vd’aka programu AAA mal do roku
2010 existovat funkcny prototyp transmutacneho zariadenia.
Dalsie podobne narodne a medzinarodne programy su riesene aj v inych krajinach (napr.
v Japonsku (OMEGA), Francuzsku (GEDEON), Korei, Kanade, Rusku, Svedsku,
Nemecku, Spanielsku, Cesku a inych) a centrach (CERN) s vyznamnou podporou EC, IAEA,
NEA/OECD a ISTC (International Science and Technology Center).
11. 1 Sucasne strategie pre konecne riesenie problematiky VJP
Rozvoj jadrovej energetiky v sucasnom obdobi velmi uzko suvis^ s uspesnym riesen^m
jej kl’ucovej otazky, ktorou je zadna cast jadroveho palivoveho cyklu. Otazka definit^vneho
vyriesenia sposobu nakladania s dlhodobymi vysokoakUvnymi odpadmi (predovsetkym
vyhorenym jadrovym palivom) sa z niekolkych hl'ad^sk stala kritickym bodom jej buduceho
rozvoja. Palivo zostava v jadrovych reaktoroch relativne dlhu dobu (3-4 roky), aby sa
- 176 -
dosiahlo jeho efektivne vyhorenie (napr. v sucasnosti ~ 40 tis. MWd/tTK pre reaktory VVER-
440, (tTK - tona t’azkeho kovu)). Vplyvom prebiehajucich procesov v reaktore
(predovsetkym absorpciou neutronov a prirodzenym radioaktfvnym rozpadom) vznika
v jadrovom palive vel’ke rmnozstvo radionuklidov s roznym stupnom nebezpecnosti. VJP238
obsahuje po vybrati z typickeho I’ahkovodneho reaktora stale este asi 95 % uranu U,
priblizne 1 % tvori stiepitel’ny izotop 235U a asi 1 % minoritne aktinoidy - MA (t.j. transurany -
TRU) s prevahou plutonia (izotopy plutonia - Pu, neptunia - Np, americia - Am a curia -
Cm). Stiepne produkty (SP), ktore su d’alsou zlozkou VJP, predstavuju len asi 3 %.
Vyhorene palivo preto nie je, resp. nemusi byt’ odpadom a mozno ho ciastocne vyuzit’ ako surovinu. Z obecneho pohl’adu pre d’alsie zaobchadzanie s VJP existuju principialne tri
mozne postupy, pricom prve dva uz boli ciastocne spomenute v kapitole c.8 :
1. Jedno z prvych riesenf tohto problemu (a zda sa, ze aj v sucasnosti stale uspokojive),
je zalozene na myslienke hlbinneho ukladania neprepracovaneho vyhoreneho
jadroveho paliva (obr. 11.1).
Obr. 11.1: Predstava hlbinneho geologickeho uloziska radioaktivnych odpadov
V dnesnej dobe ztechnickeho hl’adiska neexistuju prekazky k definitfvnemu ukladaniu
VJP a RAO do vhodneho hlbinneho geologickeho uloziska (HU). V mnohych krajinach sa
uskutocnuje financne nakladny vyskum avyvoj, pricom doraz je kladeny na testovanie v
podzemnych laboratoriach (Belgicko, Ffnsko, Francuzsko, Nemecko, Japonsko, Svedsko,
Svajciarsko, USA). V marci 1999 bola vpusti Chihuahuan v Novom Mexiku (USA) zahajena
pilotna prevadzka podzemneho uloziska WIPP (Waste Isolation Pilot Plant), vktorom rmaju
byt’ bezpecne ulozene po dobu 10 000 rokov transuranove radioaktfvne odpady
-177-
pochadzajuce z vyskumu azvyroby jadrovych zbranf. Vjuli 2002 Kong res USA oficialne
schvalil pustnu lokalitu Yucca Mountain (Nevada) za buduce miesto vystavby Narodneho
uloziska vysokoaktivnych odpadov (VJP zcivilneho sektoru). V sucasnosti prebieha
dlhodoby schval’ovacf proces na udelenie licencie na vystavbu uloziska pre max. 70 000 ton
jadroveho odpadu (63 000 t VJP z americkych JE a zvysok odpady z rezortu Ministerstva
energetiky - DOE), ktory obsahuje asi 700 ton plutonia a inych transuranov a 80 ton
technecia ajodu. Konecne rozhodnutie ovystavbe da NRC (Nuclear Regulatory
Commission) a malo by pad nut’ v rokoch 2008-2009. Predpoklada sa, ze po odstaveni
vsetkych 104 v sucasnosti prevadzkovanych jadrovych reaktorov v elektrarnach USA
v povodnych termmoch by malo byt’ celkovo nahromadenych minimalne 87 000 t VJP.
V prfpade pokracovania sucasneho trendu predlzovania zivotnosti elektrarnf zo 40 na 60
rokov aj ovel’a viac.
Obr. 11.2: Predstava ukladania radioaktivnych odpadov v hlbinnom ulozisku.
Ale ulozif obrovske mnozstva VJP a RAO do hlbinneho uloziska so zarukou len na
niekol’ko 1000 rokov spochybnuje nielen urcita cast’verejnosti, ale v poslednej dobe tiez cast’
vedeckej komunity a pre mnohych odbornfkov je toto riesenie z hl’adiska dlhodobeho rizika
pre biosferu nepostacujuce. Pricina tohto skepticizmu spocfva vdlhom polcase premeny93 99 107 129 135
niektorych radionuklidov ( Zr, Tc, Pd, I, Cs, transurany). Tato skutocnost’
samozrejme vedie kdlhym casovym obdobiam (~ 105 az 106 rokov), pocas ktorych ma byt’
-178-
zarucena spol’ahlivosf inzinierskych barier v tychto systemoch (obr.11.2). To moze
predstavovat’ vybocenie z realnych moznostf preverif taky system v doveryhodnom casovom
mentku.
2. VJP je povazovane za surovinu, t.j. mozno ho prepracovats nasledovnym
hlbinnym ulozemm vysoko aktivnych odpadov. Pre tuto alternativu sa predbezne
rozhodli krajiny ako napr. Francuzsko, Vel’ka Britania, Japonsko, Rusko, Cma, India a ine.
Uran a plutonium sa oddelia od ostatnych radionuklidov s ucinnosfou takmer 99,9 %. Uran je
opaf obohateny o izotop 235U a nasledne recyklovany v I’ahkovodnych reaktoroch. Tymto sa
znizuje spotreba uranovej rudy. Plutonium je mozne vyuzif v I’ahkovodnych alebo rychlych
reaktoroch vo forme zmiesaneho paliva MOX (Mixed Oxides, t.j. UO2 + PuO2). Znizuju sa
tym svetove zasoby separovaneho plutonia. Zvysok minoritnych aktinoidov (MA)
a vysokoaktivnych stiepnych produktov (SP) sa vitrifikuje a planuje ukladaf v hlbinnych
uloziskach. Radiotoxicita takehoto odpadu sa zmensi v priebehu 10 000 rokov 10 az 100
nasobne.
Samotne prepracovanie predstavuje pomerne zlozity, technologicky narocny a velmi
nakladny proces. V sucasnosti su priblizne ceny za standardne prepracovanie VJP
z I'ahkovodnych reaktorov - cca 1000 USD/kgTK, za prepracovanie vyhoreneho MOX paliva
- cca 1000 az 4000 USD/kgTK a za prepracovanie vyhoreneho paliva z rychlych mnozivych
reaktorov - cca 7800 USD/kgTK. S prihliadnutim k sucasnym nakladom na vyrobu cerstveho
paliva z uranovej rudy (cca 500 - 1500 USD/ kgUOX) a k nakladom na skladovanie (100 -
400 USD/ kgTK) a ulozenie VJP (300 - 1000 USD/kgTK) sa sucasne metody prepracovania
javia ako ekonomicky nevyhodne. Proti tomuto sposobu nakladania hovon tiez
nebezpecenstvo proliferacie (s^renie jadrovych zbrarn), pretoze plutonium, ziiskavane pri
prepracovan^, moze byf za urcitych podmienok vhodne na vyrobu jadrovych zbrarn. Z tohto
dovodu bolo prepracovanie VJP v USA este v roku 1977 zakonom zakazane (Carterova
doktrma).
3. Dalsiu moznu alternat^vu pre likvidaciu aktinoidov a stiepnych produktov ponukaju
sucasne vyskumy a vyvojove prace v oblasti perspektivnych transmutacnych
technologri, najma s vyuzitim urychl’ovacov castic. Ide vlastne o tzv. pokrocile
prepracovanie VJP a naslednu urychlenu premenu tychto radionuklidov na kratkodobe
alebo dokonca stabilne nuklidy (materialy) cestou jadrovych procesov (metoda P&T -
Partitioning and Transmutation). Pokrocile prepracovanie oproti standardnemu
predpoklada separaciu nielen U a Pu, ale aj vsetkych minoritnych aktinoidov (Np, Am, Cm)
a niektorych dlhozijucich stiepnych produktov, ktore by sa eventualne mohli vlozif do
jedneho palivoveho suboru, alebo ich skuprn s podobnymi jadrovymi a/alebo chemickymi
- 179 -
vlastnosfami. Fyzikalne moznosti transmutacie su zname uz pomerne dlhu dobu, ale az
v poslednych rokoch sa ukazuje, ze by mohli byf technicky riesitelne za vseobecne
prijatel’nych podmienok.
11. 2 Prindpy transmutacnych technology
Transmutacia vseobecne fyzikalne oznacuje kazdu jadrovu reakciu, ci uz prirodzenu
alebo umelu, pri ktorej dochadza kpremene jedneho jadra na ine. V uzsom zmysle pod
pojmom transmutacia chapeme taku premenu jadra, ktora vedie ku kratsiemu polcasu
premeny alebo dokonca k uplnej stabilite vznikajucich jadier. V suvislosti s konecnym
riesemm problemu jadrovych odpadov hovorime o transmutacii ako o „spal’ovam“ jadroveho
odpadu zvysenym neutronovym tokom. Stiepemm vzniknutych vySS^ch transuranov
(aktinoidov) alebo radiacnym zachytom neutronov nebezpecnymi radionuklidmi
separovanymi z VJP mozno navyse este uvol’novaf tepelnu energiu pouzitelnu na vyrobu
elektrickej energie. Transmutacia preto v beznej komunikacii nadobuda vyznam technickeho
sposobu riesenia problemu VJP.
Existuju 3 jadrove zariadenia, ktorymi je mozne transmutaciu realizovaf:
• Prvym z nich je klasicky tepelny reaktor. Miera transmutacie transuranov
a stiepnych produktov v klasickych reaktoroch je vsak dana obmedzenou
ekonomikou neutronov. Palivo je v tepelnom jadrovom reaktore vystavene niekol’ko14 -2 -1
rokov hustote neutronoveho toku radove 10 cm .s . Mnoho z vytvorenych nuklidov
s velkym ucinnym prierezom (velkou pravdepodobnosfou) pre radiacny zachyt
neutronu sa posobemm neutronoveho toku premen^ na nuklidy s n^zkym ucinnym
prierezom pre ich zachyt. Vacsina nuklidov obsiahnuta vo vyhorenom palive ma teda
n^zky ucinny prierez pre absorpciu neutronu a nemozu byf ucinne transmutovane pri
hustotach toku neutronov dosahovanych dnes v beznych tepelnych reaktoroch.
Naviac v tokoch tepelnych neutronov sa vyssie aktinoidy transmutuju (stiepia)
pomerne malo. V tepelnej oblasti su ucinne prierezy pre stiepenie zakladnej
aktinoidovej zmesi 237Np a 241Am velmi male v porovnam s ich tepelnymi ucinnymi
prierezmi pre zachyt neutronu, a tak tepelne neutrony sa I’ahsie nestiepne
zachytavaju, nez by vyvolali stiepenie. To ale vedie ku vzniku d’alsich aktinoidov.
• Druhe zariadenie predstavuju rychle reaktory (s nespomal’ovanymi neutronmi), kde
by sa v aktinoidovom palive likvidovali toxicke transurany ako neptunium, plutonium,
americium, ci ine reaktorove radionuklidy, ktore maju pomerne dlhy polcas premeny.
Hoci su ucinne prierezy aktinoidov pre zachyt a stiepenie pre energie neutronov
v rozsahu keV-MeV male, pomer ucinneho prierezu pre stiepenie a zachyt je ovel'a
-180 -
priaznivejsi (vacsO ako v oblastiach s nizsou energiou neutronov. Reaktorove
systemy vyuZ ̂vajuce energie neutronov v rozsahu keV-MeV sa vyznacuju potrebou
zavazky s vel’kym mnozstvom stiepitel’nych materialov do reaktora (kvoli pomerne
mzkemu ucinnemu prierezu pre vysokoenergeticke neutrony). Nevyhodou tohto
prindpu je maly pocet emitorov oneskorenych neutronov, ktorym sa vyznacuju
stiepitel’ne izotopy Np, Am a Cm, v porovnan s palivami na uranovych izotopoch.
Navyse maju kratku dobu zivota, co v praxi znamena obtiazne ovladanie reaktora
v oblasti kritickeho stavu. Podobne problemy vznikaju aj kvoli malym hodnotam
Dopplerovho efektu a poziUvnym dutinovym koeficientom reaktivity. Toto sposobuje,
ze rychly kriticky reaktor s transuranovym palivom na baze Np, Am, Cm by mohol byf
z prevadzkoveho hl’adiska nestabilny.
• Tretiemu zariadeniu (resp. prindpu) sa dnes vo vyznamnych laboratoriach,
vyskumnych centrach a na univerzitach venuje vel’ka pozornosf. Su mm podkriticke
transmutacne hybridne systemy (multiplikacny koeficient keff = 0,90 az 0,96), kde
su reaktory (transmutory) prepojene s urychl’ovacmi protonov ako externym zdrojom
neutronov (obr. 11.3). Urychlene protony vstupuju do reaktora a v jeho strede
bombarduju jadra spalacneho terca, t.j. vytvaraju spalacny neutronovy zdroj. Tento
moze vyprodukovaf aj o vyse 2 rady vyssiu hustotu neutronoveho toku ako klasicke
reaktory. V niekolkych krajinach s rozvinutou jadrovou energetikou sa uz
systematicky vyskumne a vyvojovo venuju takymto urychl’ovacmi riadenym
transmutacnym systemom na zneskodnovanie VJP a sucasne na vyrobu elektrickej
energie. Tieto systemy sa vseobecne oznacuju ako urychl'ovacom riadene systemy
(Accelerator-Driven Systems, ADS) alebo urychl'ovacom riadene transmutacne tech-
- 181 -
Transmutacia
Energeticky reaktor Transmutor
Hlbinne ulozisko ( desat'tisice rokov)
Transmutacia + Hlbinne ulozisko (~ 500 rokov)
Radioaktivita : - 1 / 200
Obr. 11.3: Princip cinnosti urychl’ovacom riadenej transmutacia
nologie (Accelerator-Driven Transmutation Technologies, ADTT). V USA sa
pouzfva aj pojem urychl’ovacom riadena transmutacia odpadu (Accelerator
Transmutation of Waste, ATW).
11.3 Podstata vybranych fyzikalnych procesov v systemoch ADS
11.3. 1 Spat acne reakcie
Spa lac na (triestiva) reakcia, ktora prebieha vspalacnom neutronovom zdroji, je
vyvolana ozarovanfm materialu terca z t’azkeho kovu najcastejsie protonmi urychlenymi na
vysoku energiu linearnym alebo cyklickym urychl’ovacom. Pritom sa dosahuje hustota14 -2-1
neutronoveho toku vysoko nad hodnotu radu 10 cm .s , ako je to pri klasickych
reaktoroch. Je to umoznene tym, ze pri spalacnej reakcii dochadza nepruznou interakciou
vysokoenergetickej nabitej castice (protonu, deuteronu) st’azkym jadrom materialu terca
(napr. Pb, Bi, W, Th, U, Np, Am alebo eutekticka zliatina Pb-Bi) k jeho roztriesteniu za vzniku
novych vol’nych castfc (hadronov), mnohych mensfch jadier (odstiepkov) agama ziarenia.
Napr. pri Pb terci a energii protonov okolo 1 GeV je vyt’azok az 30 vol’nych neutronov na
jednu reakciu. Toto umoznuje vtransmutore „spal’ovat’“ aj radionuklidy vyznacujuce sa
- 182 -
malymi ucinnymi prierezmi pre fyzikalne procesy s neutronmi. Vyhodou ADS systemov je, ze
podmienka kritickosti nemoze byt’ bez pntomnosti externeho zdroja neutronov splnena a
zaroven, ze umoznuju vel’mi roznorodu skladbu paliva. Hoci su tieto ADS systemy obycajne
zalozene na rychlom spektre neutronov, uvazuje sa v projektoch aj s vyuzitim epitermalnych
neutronov.
Studium interakcie vysokoenergetickej castice s t’azkym atomovym jadrom je narocnou
ulohou kvantovej fyziky. Tato narocnost a zlozitost spoch/a v podstate procesu nepruznej
interakcie primarnej dopadajucej castice s jadrom terca. Rozne mikroskopicke modely
pomerne uspesne popisuju nepruzne zrazky vysokoenergetickych castic s jadrami, pri com
sa vzajomne lisia intervalom energn od desiatok MeV az po niekol’ko TeV. Vsetky tieto
modely su zalozene na predstave, ze nepruzna zrazka jadra s druhym jadrom je
postupnostou binarnych zrazok vzajomne oddelenych v priestore a v case. Preto sa tieto
modely nazyvaju kaskadnymi a fyzikalna situacia, pri ktorej pohyb nukleonov dominuje
vzajomne oddelenymi zrazkami, sa nazyva kol'izny rezim.
Dolna hranica pouzitel’nosti kokzneho rezimu sa da urcit porovnamm de Broglieovej
vlnovej dlzky (1=h/(2mE)1/2) nalietavajucej castice (protonu s hmotnostou m) s rozmeromi
jadra. Ked’ ma castica kineticku energiu E len niekolko MeV, potom je tato vlnova dlzka
porovnatel’na s rozmermi jadra a dynamika zrazky je urcena strednym pol'om jadier - t.j.
vyslednym kolektfvnym posobenkm vsetkych nukleonov tercoveho jadra na nalietavajucu
casticu. Ak energia castice narasta, vlnova dlzka tejto castice postupne poklesne natolko, ze
uz od 20 MeV je mensia ako stredna vzdialenost medzi jednotlivymi nukleonmi tercoveho
jadra. Kedze stredna vol’na draha nalietavajucej castice v tercovom jadre je podstatne vacsia
ako medzinukleonove vzdialenosti, uz od tychto relatfvne rnzkych energn platf kokzny rezim.
S d’a^m narastom energie nalietavajuceho protonu sa okrem pruznych zrazok s nukleonmi
tercoveho jadra postupne uplatnuju vacsou mierou aj nepruzne zrazky, pri ktorych vznikaju
nove castice (predovsetkym mezony). Tie sa cestou binarnych zrazok, ci uz s nukleonmi
alebo casticami rovnakeho druhu, zucastnuju na rozvoji vnutrojadrovej kaskady. Preto sa
nazyva interval energn, kde su tieto procesy dolezite (2-10 GeV), oblastou hadronovych
kaskad.
V pnpade intervalu energn 20 MeV - 2 GeV hovonme o oblasti nukleonovych kaskad.
V oblasti nukleonovych kaskad existuju vseobecne dve triedy modelov. Jedna uvazuje
zrazky jednotlivych kaskadnych castfc, ako zrazky vol'ne sa pohybujucich castfc - tzv.
modely vnutrojadrovych kaskad a druha, ktora uvazuje taktiez vplyv jadroveho pol'a
tvoreneho nuklidmi terca. Zatial co v prvom pnpade sa kokzna dynamika podoba
- 183 -
jednoduchemu biliardu, pri ktorom sa zrazajuce castice medzi jednotlivymi zrazkami
pohybuju rovnomerne priamociaro, v pripade jadroveho pol’a je tento pohyb modifikovany.
Obr. 11.4: Porovnanie spalacnej a stiepnej reakcie.
Vplyv jadroveho pol’a, a teda aj pouzitel’nost’ druheho typu modelu, je najvacsi pri
centralnych zrazkach tazkych jadier, kedy okamzite hodnoty hustoty nukleonov dosahuju az
trojnasobok normalnej hustoty jadra. Naopak, pri zrazkach s malym poctom participujucich
nukleonov (periferne jadro-jadrove zrazky alebo zrazky protonov s jadrami) je vyhodnejsie
pouzfvat’ modely vnutrojadrovych kaskad. Zakladnou metodou riesenia koliznej dynamiky je
vo vsetkych kaskadnych modeloch numericka simulacia.
Samotny proces vnutrojadrovej kaskady ma nasledovny priebeh: Pocas procesu
nepruznej zrazky tercoveho jadra s nalietavajucou casticou s vysokou energiou vznikaju
vnutrojadrove kaskady (laviny), ktore su iniciovane rychlymi sekundarnymi casticami
(obr.11.4). Po emisii rychlych castic z jadra, toto zostane vo vysokovzbudenom stave.
Z tohto stavu prechadza zvyskove jadro do nizs ieho energetickeho stavu v dosledku dvoch
vzajomne si konkurujucich procesov: vysokoenergetickym delenim jadra alebo „vyparenim“
- 184 -
castice. Vzniknute ulomky delenia prechadzaju do zakladneho stavu d’a^m vyparovamm
neutronov, tieto neutrony vytvaraju intenzwne zvazky a maju kvazy maxwellovske rozlozenie
s maximom okolo 2 MeV a so strednou energiou priblizne 3,5 MeV. Energeticke spektrum
tychto neutronov sa podoba na spektrum neutronov, ktore vznika pri stiepern tazkych jadier.
V pripade, ze tercovymi materialmi su stiepitel’ne nuklidy (U, Np, Am), dochadza tu vplyvom
stiepenia k dodatocnej tvorbe neutronov priamoumerne zlomku 1/(1 -keff), kde keff je efekrivny
multiplikacny faktor (koeficient nasobenia) celeho uvazovaneho systemu.
11. 3. 2 Transmutacia stiepnych produktov
Stiepne produkty vytvorene jadrovymi reakciami vo vyhorenom palive su vacsinou nad
pasmom • stability. Aby mohli byt premenene na stabilne nuklidy, musia byt postupnym a
aj niekol’konasobnym radiacnym zachytom neutronov a • premenou privedene do stabilneho
stavu. Transmutacia prebieha pod la nasledovnej schemy:
• jadro (Z, A) absorbuje neutron a v dosledku radiacneho zachytu sa premem na
(Z, A+^
• jadro (Z, A+1) je vo vel’kej vacsine • - radioakrivne a rozpada sa na jadro
(Z+1, A+1).
Obvykle ma vsak tento taZs^ nuklid vacsi ucinny prierez pre interakciu s neutronmi ako
povodny a posob ako neutronovy jed (absorbator neutronov). Pritom moze dojst k jeho
neziaducej aktivacii. Napr. v pripade 9°Sr a 13?Cs, ktore si vyzaduju dlhu dobu transmutacie,
bude nevyhnutne vyuZ^vat kontinualnu separaciu (ak to vsak umozm typ transmutacnej
technologie).
Priklad dvoch radioaktivnych nuklidov, ktore sa daju transmutovat na menej
nebezpecne formy su "Tc a jod 129i. Oba nuklidy su charakterizovane vel’mi dlhym polcasom
premeny, a preto potrebuju take uloziskove postupy, ktore ich izoluju od okoliteho prostredia
na dlhy casovy usek. Technecium i jod sa vsak tazko izoluju, preto ze sa l’ahko rozpustaju v
podzemnej vode a l’ahko sa tak presuvaju do ekosystemu. Oziarenie dlhodobeho izotopu
99technecia Tc neutronmi sposobi, ze po absorbovarn jedneho neutronu sa stane izotopom100 100
Tc, ktory absolvuje uplnu radioakrivnu premenu na stabilne rutenium Ru v priebehu
niekolkych minut (obr. 11.5). V pripade, ze na jadre 1°°Tc dojde este pred p- premenou
k radiacnemu zachytu neutronu za vzniku izotopu 1°1Tc, resp. podobnym sposobom
102 101 102nasledne Tc, oba tieto izotopy sa za kratky cas premenia na stabilne Ru, resp. Ru.
Podobne moze byt radiacnym zachytom transmutovany jod 129| na stabilny xenon.
- 185 -
slabilnv siabilny siabilnv
2,l.]05roktiv 16 s 14 minpolkas premenv
5 s
Obr. 11.5: Schema transmutacie stiepneho produktu Tc.
11.3.3 Transmutacia transuranov
Dalsou skupinou radioaktfvnych nuklidov vo VJP, ktore sa daju transmutovat’ na menej
nebezpecne materialy, su nuklidy s polcasom rozpadu tisfce az miliony rokov nazyvane
aktinoidy (alebo transurany), osobitne izotopy plutonia, neptunia, amerfcia a curia. Pri
oziarem neutronmi v jadrovom reaktore ich mozno stiepnou reakciou znicif za vzniku
roznych neradioaktivnych a radioaktfvnych stiepnych produktov, podobnych stiepnym
produktom uranu a s rovnakou schopnost’ou nasledovnej transmutacie.
K transmutacii jadier aktinoidov moze dochadzat’ prakticky len stiepenfm, a to z dovodov
neexistencie stabilneho izotopu, t’azsieho ako su tieto jadra. Vlastna transmutacia nastava
dvojstupnovo. Nazorne sa tento proces vysvetl’uje na transmutacii izotopu neptunia 237Np
(obr. 11.6):
16 -2-1 237Pri vysokych hustotach toku tepelnych neutronov (~10 cm .s ) dochadza na Np k
radiacnemu zachytu neutronu so vznikom izotopu 238Np a po naslednej absorpcii d’alsieho
239neutronu sa izotop Np stiepi s priemernym vyt’azkom 2,7 neutronov na jedno stiepenie.
Izotop 238Np ma relatfvne vysoky ucinny prierez pre stiepenie tepelnymi neutronmi, a preto
-186-
238 238tu pre Np je viac pravdepodobny proces stiepenia, ako premena na Pu. Nuklidy 237Np
sa tak stavaju vo vysokej hustote toku neutronov palivom a produkuju neutrony
naviac.
237 238Ak je vsak Np vystaveny nizsej hustote toku neutronov, prevazi premena Np na
238nestiepitel’ne Pu. Tento izotop moze byt’ zlikvidovany az po radiacnom zachyte neutronu,
239 240vzniku Pu a jeho stiepenf cez Pu, ktore uvol’nuje v priemere 2,9 neutronov. Pri nizkych
hustotach toku neutronov su v priemere potrebne 4 neutrony (4 procesy), aby bolo znicene
jedno jadro 23 Np. Z toho vyplyva, ze pri nizkych tokoch je 237Np naopak neutronovym
jedom (parazitnym absorbatorom neutronov).
Obr. 11.6: Schema transmutacie transuranu237
Np.
11.4 Hlavne komponenty systemu ADS
Napriek sucasnej vel’kej roznorodosti odlisnych predstav o systeme ADS, mnoho z nich
dosiahlo zhody v principialnej strukture systemu, ktory moze byt’ rozdeleny do niekol’kych
zakladnych technologickych castf, ako je mozne vidief na obr. 11.7 (prvky sekundarneho
okruhu vcftane tepelnych vymennfkov, ktore su podobne ako v klasickej JE, nie su zahmute):
-187-
Urychrovac
Dolezity aspekt vsetkych podkritickych systemov ADS sa tyka vel’mi narocnych
poziadaviek na urychl’ovacie technologie. Nie je to len vysoka energia a intenzita zvazku, ale
aj jeho spol’ahlivosf. Linearny urychrovac (LINAC) je jediny typ urychl’ovaca, ktory ma
pozadovane vlastnosti z hl’adiska potreby vel’keho zvazkoveho vykonu. Linearne
urychrovace su schopne urychlif protony s prudom radovo 100 mA az na niekol’ko GeV,
pri com prakticke poziadavky pre nepretrzite zvazky predstavuju vykonovy interval
s vel’kosfou niekol’kych stoviek MW. Zakladne schopnosti linearneho urychlovaca boli
ukazane pri prevadzke takychto zariadem - injektorov vysokoenergetickych protonov do
synchrotronov, napr. vo vyskumnych laboratoriach v Brookhavene (BNL), FERMILABe,
Argonne (ANL), CERNe a d’alsteh. Extremne intenzwne pulzne zvazky s prudovou hodnotou
castic vyse 200 mA su tu vytvarane bezne a spol’ahlivo. Vo Vel’kej Britanii v laboratoriu RAL
(Rutherford Appleton Laboratory) je pouzivany spalacny neutronovy zdroj ISIS, ktory patri
medzi najintenzwnejsie zdroje spalacnych neutronov s prudom zvazku protonov 200 mA
a energiou 0,8 GeV. Bol vybudovany na zaklade skusenosd so zanadenkn LAMPF (Los
Alamos Meson Physics Facility) v Narodnom laboratoriu v Los Alamos (LANL) v USA. Zatial
nie je uplne jasne, ci by z hl’adiska vyfazku neutronov nebolo vyhodnejsie dodaf energiu do
tercoveho jadra pomocou bombardovania fazs^i ionmi (deuteronmi, kyskkom, uhkkom),
ktorych vacsia hmotnosf by podstatne umoznila znizi t’ energiu urychlenia na jeden nukleon,
a tym zjednodusif prislusnu urychlovacovu technologiu. Skusenosti potvrdzuju, ze vyvoj
linearneho urychlovaca potrebnych parametrov pre energeticky system by nemal byf
vaznym problemom a pravdepodobne pojde len o extrapolaciu overenych technologic
Dalsou z moznostf produkcie vysokoenergetickych protonov pre mierne podkriticke
subory (keff bkzko 1), kedy nie su potrebne prilis intenzivne zvazky, su aj kruhove
urychlovace (cyklotrony, pnpadne synchrotrony). Tieto su limitovane maximalnymi energiami
stovky MeV a prudmi iba niekolkych mA. Dalej su principialne limitovane vykonom zvazku do
niekolkych MW, co by mohlo postacovaf napr. na prevadzku europskeho systemu ADS, tzv.
torioveho zosilnovaca energie, navrhnuteho skupinou C. Rubbiu z CERNu (nositel’a
Nobelovej ceny), ale nemuselo by to stacif pre transmutaciu VJP a RAO. Kompromisnym
riesemm na dosiahnutie potrebnych parametrov urychlovaca by mohlo byf spojenie zvazkov
z dvoch alebo viacerych kruhovych urychlovacov do jedneho, ktory by bol vedeny do terca.
- 188 -
UrtfcnrovaCcvStechnol&ale
SHparatnEt=chr>Dl<iyiE
vyhorenti paiivo
Atai 1
f L V^roba eleSctrlcKfl]
:M'£
'■s.oi
UlOZJSlTO RAO
mVVKbb do Slete “ 85%
Prlkon uryenroveca -15%
Obr. 11.7: Hlavne technologicke casti transmutacneho systemu riadeneho urychl’ovacom.
Bez ohl’adu na pouzity typ urychl’ovaca musi byt’ protonovy zvazok, ako zdroj externych
neutronov v podkritickom reaktore, stabilny. Tym sa budu minimalizovat’ fluktuacie vykonu
v podkritickom subore. Citlivost’ vykonu na vydatnost’ zdroj a je totiz v oblastiach blfzkych
kritickosti mimoriadne vysoka.
Reaktor- transmutor.
Vo svete sa v sucasnosti uvazuje o troch moznych konstrukcnych usporiadaniach
aktfvnej zony transmutora:
1. Reaktor so spalacnym neutronovym zdrojom a s pevnym palivom vo forme tycf,
chladenych zmesou bud’ olova a bizmutu, alebo sodfkom , resp. iba olovom.
2. Reaktor so spalacnym neutronovym zdrojom a s pevnym palivom vo forme
grafitovych gulf s obsahom transuranov, ktore sa reaktorom pomaly pohybuju,
pricom vyhorievaju. Reaktor je chladeny heliom.
3. Reaktor so spalacnym neutronovym zdrojom (alebo aj bez neho) a s kvapalnym
palivom vo forme kvapalnych fluoridovych soli, ktore tiez prechadzaju
vymennfkom tepla a posobia teda aj ako chladivo. (Reaktor bez spalacneho
zdroja samozrejme nepotrebuje urychl’ovac a je tu uvedeny kvoli uplnosti
vyvfjanych transmutorov)
-189-
Kazde usporiadanie podkritickej nasobiacej sustavy ma mnoho spolocneho so stiepnym
jadrovym reaktorom. Zasadny rozdiel vsak spociva v tom, ze maswny terc zostava za
kazdych okolnostf podkriticky. Principialne tu nemoze dojsf k nekontrolovatel’nemu rozvoju
stiepnej refazovej reakcie.
Spektrum rychlych neutronov vznikajucich v spalacnom terci uprostred reaktora je
vyhodne pre transmutaciu z dvoch dovodov. Po prve, takmer vsetky aktinoidy v podkritickom
reaktorovom subore (obalke, anglicky blanket) sa v tomto spektre stiepia, pricom poskytuju
falsie rychle neutrony, a tym zvysuju pravdepodobnosf pre transmutaciu plutonia
a aktinoidov. Po druhe, v rychlom spektre vyprodukuje transmutor nadbytok neutronov, ktore
po eventualnom ciastocnom spomalen^, napr. v pdpade pr^tomnosti grafitovych blokov v
obalke (blankete), mozu transmutovaf dlhodobe stiepne produkty napr. technecium a jod.
Pre uspesnu prevadzku s rychlym spektrom neutronov sa ako chladivo vacsinou vybera
kvapalny kov. Kvapalne eutektikum olova a bizmutu (LBE - Lead-bismuth eutecticum)
s teplotou topenia 125°C je vyhodne aj ako spalacny terc s funkciou spalacneho
neutronoveho zdroja, a tiez ako chladivo pre specialnu aplikaciu zneskodnovania odpadov.
Vzhl'adom na rozsiahle medzinarodne skusenosti a aj podobnosf s LBE sa ako s chladivom
pocita tiez so sod^kom (teplota topenia 98°C).
V navrhoch projektov sa najcastejsie vybera kovove palivo, ktore umozn uje dostatocny
odvod tepla. Bude vsak maf odlisne zlozenie ako tradicne kovove paliva. Pouzitie kovove ho
paliva rob^ pyrometalurgicke spracovanie atrakt^vnejS^m z pohfadu recyklacie vyhoreneho
paliva systemu ADS.
Dolezitou otazkou z hfadiska koncepcie je oddelenie vakua urychTovaca od priestoru
terca spalacneho zdroja. V pripade navrhov s vyuzit^m deliaceho okienka, bude vyvoj
vhodneho materialu odolneho voci posobeniu energetickeho protonoveho zvazku
mimoriadne narocny. Vefka cast' doterajsich projektov vsak poata aj s usponadankm bez
deliaceho okienka, kde priestor terca je spojeny priamo s vakuom ionovodu urychTovaca.
Zariadenia separacnych technology
Pokrocile prepracovanie a najma stupen separacie uranu, transuranov a dlhodobych
stiepnych produktov z VJP a taktiez paliva z transmutora ADS je vel’mi dolezity. Realizacia
a efekt^vnosf systemu ADS bude funkciou uplnosti chemickej separacie. Schopnosf
transmutovaf tieto prvky, vopred separovane, sa da odhadnuf z informacu o neutronovych
tokoch a ucinnych prierezoch. Podstatnym problemom pre vyskum a vyvoj vsak ostava
- 190 -
technicka realizacia vysokej transmutacnej ucinnosti pre dlhodobe stiepne produkty, hlavne
radioaktivny jod.
Urychl’ovac ADS
123456
Protonovy ionovod Nadoba reaktora Palivove subory Terc spalacneho zdroja Tepelny vymenmk Manipulacny kanal
Obr. 11.8: Predstava transmutacneho systemu ADS s vyuzitim cyklickeho urychl’ovaca.
V sucasnej dobe sa prepracovanie VJP z existujucich komercnych reaktorov
uskutocnuje s ciel’om oddelif uran a plutonium, pricom sa vsetko ostatne povazuje za odpad.
Tento prfstup je z hl’adiska transmutacie nespravny. Je nutne zvlast’ separovat’ uran,
aktinoidy (Np, Pu, Am, Cm a d’alsie) a dlhodobe stiepne produkty (Cs, Sr, I, To a d’alsie).
Ostatne stiepne produkty sa bud’ na relatfvne kratku prechodnu dobu ulozia, alebo bude
potrebne ich d’alsie zneskodnenie. Zo systemu treba vzdy odstranit’ stabilne nuklidy a tie,
ktore maju kratky polcas premeny. Vodne metody pouzfvane prevazne v sucasnych
prepracovatel’skych zavodoch su pre svoju citlivosf na zvysenu radioaktivitu iba ciastocne
vhodne pre vstupne spracovanie VJP za ucelom separacie a transmutacie. Tieto nedostatky
mozno odstranit’ pomocou dvoch hlavnych metod, ktore sa zatial’ sleduju:
• prevedenie uranu do plynnej formy zlucenfm s fluorom alebo chlorom a tym
jeho oddelenie, pretoze podobne plynne zluceniny inych prvkov nexistuju;
• prevedenie celeho paliva do fluoridovych alebo chloridovych soli a ich nasledna
elektrolyza, pri ktore] sa jednotlive prvky separuju.
-191 -
Pri vybere separacnej technologie existuju vseobecne dve hlavne moznosti: pomerne
dobre zname „mokre“ (vodne) separacie oproti „suchym“ pyrometalurgickym separaciam,
ktore poskytuju niektore vyhody pre ADS.
Sucasna prepracovatel’ska technologia je zalozena na vodnom procese PUREX
(Plutonium and Uranium Recovery by Extraction), v ktorom sa VJP rozpust’a v kyseline
dusicnej (HNO3). Pouzitfm organickeho rozpustadla sa uran a plutonium extrahuje za ucelom
opatovnej vyroby cerstveho paliva. Nasledne sa vodny rafinat s obsahom minoritnych
aktinoidov (MA) a stiepnych produktov (SP) vytrifikuje pre uskladnenie. Technologiu je
mozne rozs^rit o extrakciu neptunia, ale amer^cium a curium nemozu byt odseparovane
priamo v tomto procese. Boli vsak vyvinute pokrocile vodne procesy (ako napr. TRUEX,
DIDPA, TRPO, DIAMEX), ktorymi sa americium a curium da extrahovat, lenze tieto este
potrebuju optimalizaciu v rozsahu priemyselnej prevadzky.
Po pociatocnej separacii uranu z VJP su vsetky d’alsie separacie a spracovatel’ske fazy
ADS zalozene na suchych prepracovatel’skych technologiach. Pri suchych metodach sa
aktinoidy odseparuju pomocou elektrochemickej a pyrochemickej separacie
vroztavenych soliach. Hlavnou vyhodou takychto postupov je, ze sa mozu pripustit vacsie
urovne radiacie. V dosledku toho sa potom prepracovanie stava pouzitelnejsie pre VJP,
ktore je nutne chladit iba kratky casovy usek. Suche technologie d’alej poskytuju
kompaktnost, jednoduchost, nizsie naklady vd’aka znizeniu dopravy a spracovavaniu na
mieste. Pyrometalurgicke separacie znizuju riziko kritickeho hromadenia a su schopne
vydrzat vysoke teploty a ziarenia ocakavane pocas prepracovavania paliva, ktore bolo
oziarene v transmutore ADS. Vsetky separacne technologie (ci uz vodne, alebo
pyrometalurgicke) by mali byt pre ADS dovedene do formy technologickych modulov
a postavene v bl^zkosti transmutora, am by sa obmedzil transport jadrovych materialov.
V pdpade pouzitia ADS s pevnym palivom by transmutor vyzadoval recyklaciu paliva
priblizne kazdych 10 dn^, co je z hl’adiska prepracovania uplne neprijatelne. Systemy
s kvapalnym palivom by umoznovali rychle a kontinualne oddelenie stiepnych produktov
s kratkym polcasom rozpadu, a to bud’ radiochemickou separaciou, alebo mechanickou
separaciou pomocou centrifugy.
- 192 -
11. 5 Program pre jadrovo-energeticke pokrocile urychl’ovacove aplikacie
Kl’ucovym zariademm americkeho programu AAA, spomenuteho v uvode tejto kapitoly,
by malo byt novopostavene testovacie zariadenie riadene urychl’ovacom (ADTF- Accelerator
Driven Test Facility). Dane zariadenie musi bezpecne a efektfvne zlucit urychl’ovac, spalacny
terc a podkriticky nasobic. ADTF by malo byt navrhnute a realizovane pre uskutocnenie
specialnych experimentov spojenych s ukazkou transmutacie VJP a malo by byt flexibilne
pre vykonanie experimentov sirokeho rozsahu v ramci vyskumu pokrocilych jadrovych
technologic Spustenie a prevadzka zariadenia ADTF sa planuje na rok 2010.
Vyskum a vyvoj predlozeny v ramci programu AAA zaclenuje do jedneho systemu
(vseobecne nazvaneho system riadeny urychl’ovacom) rozne odbory ako: fyzika neutronovej
spalacie, fyzika reaktorov, termohydraulika, prenos tepla a materialovy vyskum. Prioritu
maju:
• pokrocile paliva: vyskum a vyvoj paliva na baze zirkonia a aktinoidov, paliva na
baze nitridov, zmiesanych oxidov a uh^kovych matric;
• vyskum a vyvoj separacie VJP (oxidy a kovy);
• navrh a termohydraulika podkritickeho nasobica;
• znasanlivost chladiva a prenos tepla (plyn, sodik, olovo, resp. olovo - bizmut);
• ekologicka pristupnost a cenova efektfvnost’ prepracovania paliva (konverzia VJP
z reaktorov typu LWR z oxidovej formy paliva do kovovej formy pre transmutacne
ucely);
• navrh spalacneho terca, odvod tepla, fyzika prechodu neutronov z terca do
palivovych suborov;
• vyskum a vyvoj novych materialov specializovanych pre pouzitie v oblasti paliv
a chladw, ktore odolavaju vysokym energiam, vysokym neutronovym tokom
a vysokym teplotam;
• spol’ahlivost vysokoenergetickeho urychl’ovaca.
DOE predpoklada, ze tento pristup po^ zaklady pre novu oblast jadrovo - technickeho
vyskumu a novych technologic Tento vyskum ma tiez prispiet k obnove jadrovo-fyzikalnej
vedy a techniky a ma pomoct novej generacii expertov v jadrovej energetike. Kazdopadne,
- 193 -
vytvoremm noveho zariadenia, prveho svojho druhu na svete, moze prispiet program AAA
k posilneniu vyvoja pokrocilych jadrovych zariaden v celosvetovom meritku. Vysledkom by
malo byt:
1. Zlepsenie dlhodobej bezpecnosti obyvatel’stva
• znizemm radiotoxicity nuklidov z VJP na uroven prirodneho uranu v intervale
okolo 500 az 1000 rokov;
• znizenm predpovedanej maximalnej efektivnej davky (pochadzajucej
z VJP/RAO) buducemu obyvatel’stvu na hodnotu o 99 % nizsiu v porovnan so
sucasnymi predpoved’ami.
2. Prospesnost separacie a transmutacie pre program HU
• z^^enim inventaru materialov o 90% a viac, ktore dlhodobo tepelne zatazuju
HU;
• zabranenim buducim moznym vznikom kritickosti v HU znzenim mnozstva Pu;
• znizenm hmotnosti obsahu HU separaciou uranu z VJP a jeho recyklaciou alebo
ulozenim v inom type uloziska.
3. Redukcia rizika plynuceho z komercneho VJP
• zniz enim mnozstva Pu v jadrovom palivovom cykle upravou doterajsieho trendu
vzniku Pu v otvorenom palivovom cykle;
• zredukovanm toku Pu do HU o 99 % a znizenkn mnozstva jeho stiepitelnej
zlozky;
• minimalizovanm rizika zneuzitia Pu pri vyuzwan moznych palivovych cyklov
alebo moznosti zaobchadzania s materialom palivoveho cyklu.
4. Zlepsenie buducnosti jadrovej energetiky
• poskytnuUm jednoducheho a ekonomicky uskutocnitel’neho sposobu zaobcha-
dzania s VJP;
• minimalizovamm rizika z technickej realizacie zmien v zaobchadzaru s VJP;
- 194 -
• zlepsenim charakterist ^k pre zivotne prostredie, bezpecnost’ a zdravie pre
jednostupnove aj viacstupnove transmutacne systemy (palivove cykly).
Ciel zlepsit’ dlhodobu bezpecnost obyvatel’stva je primarne zamerany na HU a jeho
obsah. Sucasna schopnost vytvorit kontajnery alebo bariery so zivotnostou tis took rokov
znizuje spol’ahlivostne naroky na dlhodobu stabilitu HU. Separaciou a transmutaciou viac ako
99,5% transuranov sa radiotoxicita zvysku zn zi na radovu uroven uranu v priebehu niekol’ko
sto az tis to rokov. Okrem problemu radiotoxicity RAO tu existuje aj problem vyluhovatel’nosti
a uniku niektorych radioakttonych materialov do okoliteho prostredia. V hlbinnych uloziskach
budu dominantnymi davkovymi prispievatel’mi stiepne produkty technecium, jod a neptunium.
Ciel’om je transmutovat aj takeho zlozky a len netransmutovatel’ne materialy ulozit do
dlhodobych geologickych foriem odolnych voci migracii radionuklidov.
Definit tone vyriesenie otazok spojenych s VJP by mohlo zlepsit vyhliadky jadrovej
energetiky, jej ceny, bezpecnosti, technickeho rizika a rizika plynuceho pre okolite zivotne
prostredie. Tieto ciele je v princpe mozne splnit, ale zaroven mozu byt krucovymi
obmedzeniami pri vybere systemu transmutacnej technologie.
11. 6 Viacstupnove transmutacne systemy
Pocas poslednych rokov pokrocil technicky vyvoj vo svete v niekol’kych oblastiach ADS.
Pokrocila najma olovo-bizmutova a urychl'ovacova technologia a znzil sa pocet materialov
vhodnych ako palivo. Urcitou hybnou silou transmutacnych technology je sucasny svetovy
nadbytok plutonia (ci uz z demontovanych jadrovych hlavto, z iskany pri prepracovan ^ paliva
alebo skladovany vo VJP) s ktorym je vel’mi dolezite sa v bl izkej perspekt toe spol'ahlivo
vysporiadat. Znacny pokrok v poznan ^ v oblasti transmutacnych systemov sa dosiahol
prevazne v ramci americkeho konceptu, ale akakol’vek prax je v tejto oblasti, kvoli
tamojsiemu pretrvavajucemu zakazu recyklacie plutonia z komercnych energetickych
reaktorov, zakazana. Vynimkou tohto nariadenia je moznost „spal’ovania“ prebytocneho
vojenskeho plutonia v palive MOX, ako jeden zo sposobov likvidacie Pu. Tento, s toe este
neuskutocneny, ale navrhnuty postup, kladie otazku, ci moze byt v USA aj plutonium z JE
zlikvidovane podobnym sposobom. Hoci sa zda, ze toto je vhodny argument, predsa len
existuje rozdiel medzi likvidaciou problemovych vojenskych materialov a vyuzit im plutonia
v palivovom cykle s ciel’om jeho optimalizovanej produkcie a vyuz toania.
Vyuztoanie plutonia v jadrovych reaktoroch (odlisnych od transmutacnych systemov,
ktore vyuz toaju hlavne rychle spektrum neutronov), viedlo v poslednom obdob k zmene v
pristupe k transmutacii VJP. Stanoveny ciel dosiahnut stiepenie transuranov moze byt
splneny aj vo viacstupnovom transmutacnom systeme, kde vacsina plutonia a mozno aj
- 195 -
ostatnych problematickych nuklidov moze byt’ vyuzita najskor v energetickych reaktoroch
(1.stupen transmutacie), napr. vtepelnych reaktoroch. Vacsina zle transmutovatel’nych
minoritnych aktinoidov a stiepnych produktov v tepelnom spektre sa posunie na vyhorenie
v ucinnejsom zariadenf a to v ADS (2. stupen transmutacie).
Myslienka viacstupnoveho transmutacneho systemu (VTS) vychadza z predpokladu, ze
znacna cast’ plutonia moze byt’ rozstiepena v tepelnom spektre neutronov, pricom je
ekonomicky vyhodnejsie vyuzit’ pre transmutaciu v rychlom spektre neutronov druhy
transmutacny stupen. Ked’ze transmutacie minoritnych aktinoidov vyzaduje prebytok
neutronov tepelneho spektra (viac ako sa vyprodukuje ich stiepenim), je prakticky nemozne
rozstiepit’ vsetko Pu, MA a radiacnym zachytom neutronov subezne transmutovat’
technecium a jod. V rychlom spektre neutronov je stiepenie MA ovel’a efektivnejsie ako
v tepelnom spektre (obr. 11.9), hlavne ked’ urychl’ovacom riadeny neutronovy zdroj je
schopny poskytnut’ dostatocny neutronovy tok a sucasne je prostriedkom riadenia
nestabilneho systemu.
1,0
Prawtepociobmi;? jf/epenra 0,9 -j-na ahsorfiorarry neufron
~\ fepetoe Epekfrum ■ rf-chfe Epekfrum
Obr. 11.9: Porovnanie podielov mikroskopickych ucinnych prierezov pre stiepenie a absorpciu
aktinoidov pre tepelne a rychle spektrum neutronov.
Rychle spektrum neutronov by sa teda vyuzivalo v druhom stupni VTS, ktory by mal byt’
univerzalny k transmutacii materialu z prveho stupna VTS. Opisany dvojstupnovy
-196-
transmutacny system je znazorneny na obr. 11.10 a spolu s mm je pre porovnanie
znazorneny aj otvoreny palivovy cyklus s prislusnymi tokmi materialov vratane toku
smerujuceho do HU. Je potrebne zdoraznit’, ze ak ma byt’ transmutacny system ucinny
v ramci palivoveho cyklu, celkove straty tokov transuranov a stiepnych produktov
smerujucich zo separacnych a palivovo-vyrobnych liniek do HU, nesrmu prevysit’ 0,5%.
Existuje mnozstvo variacii tepelnych reaktorov; rychlych reaktorov; palivovych foriem
a vyrobnych technfk; separacnych technik a foriem RAO, ktore je mozne uvazovat’.
V sucasnosti sa hodnotia hlavne tri prfpady variacii, ktore si konkuruju navzajom a taktiez
s otvorenym palivovym cyklom:
Prvy prfpad predpoklada stiepenie separovaneho Pu v moznej miere v I’ahkovodnych alebo
plynom chladenych tepelnych reaktoroch pouzitfm bud’ MOX paliva alebo bezuranoveho
paliva.
Pu alebo TRU prutiky
Tepelnespektmmenergetickehoreaktora
1. STUPEN
uran Vyrobapaliv
Balikovodnyreaktor
Tc a/alebo I prutiky
Rychlespektmmtransmutora
Separacne zariadenie .... Separacne zariadenie
TRU a—ia dlho-zijuce SP 2. STUPENTRU palivaOtvoreny
PalivovyCyklus ATW
Vyrobapaliv
Tc a/alebo I terciky
Separacne zariadenie
Stabilne a kratko-zijuce SP, vratane Ru a Xe
Hlbinne ulo/.iskoObr. 11.10: Pouzitie tepelnych reaktorov vo viacstupnovom transmutacnom systeme.
-197-
Druhy pripad predpoklada stiepenie separovanych TRU vtepelnom spektre I’ahkovodneho
alebo plynom chladeneho reaktora. Treti pripad znamena transmutacia TRU a SR v rychlom
spektre transmutacnych systemov.
V stadiu vyvoj a su momentalne navrhy tokov materialu pre mozne VTS. Na zaklade
tychto prac budu analyzovane: toxicita, davkovy prikon, hromadenie materialu, hmotnosti,
tepelne zat’azenie a ostatne dolezite parametre. Tieto analyzy nasledne ulahcia hodnotenie
roznych variacii systemov. Na obr. 11.11 je znazorneny navrh mozne] variacie VTS
z hl’adiska toku materialov medzi jednotlivymi stupnami, aplikovana na sucasny stav ] ad rove]
energetiky v USA.
Vyroba pahva a sepafacnd InfraSthMtiira
1S SO- 1 '1 ulnkHnvr tvyhorene pflti vo ■ MriKif
390 IWtyrofc 1 rtfflhiln* Lh-Tinie^.|ivyhorene pajEvn r*ah|hs
3/0 NtttFok i e<vn^i^qniiirtimh4 tfyhortJrte pdhvtt
63 ffltrrofc 1C Dlizko .iiiik ;:r tr/ch
vyhofene pafivo
Pro duke fa cl. cncrgic
- 100 GWfl
II trtr^etiKTch naktDMir
' 'J Jfiy tran=mui»Ttv
Obr. 11.11: Navrh dvojstupnoveho transmutacneho systemu (palivoveho cyklu) pre USA.
Je treba poznamenat’, ze prvy transmutaeny stupen je uvazovany primarne ako vyrobca
elektrickej energie ajeho rozmiestnenie ovplyvnuje z casti aj potreba trhu. Druhy stupen
bude urceny predovsetkym na transmutacne ucely. Vo vyvoj! VTS bude teda dolezite
zamerat’ sa na porozumenie dosledkov moznych prvostupnovych systemov a na vyvoj
zodpovedajuceho systemu druheho stupna pre mozne systemy prveho stupna. To, ze dany
system prveho stupna by bol ciastocne prijatelny pre transmutaciu VJP, by sa mohlo staf
dolezitym faktorom pre jeho vyuzivanie. Napriek tomu, ze je rozbehnuty rozsiahly vyvoj
pokrocilych koncepcii palivovych cyklov, ich licencovanie sa odohra v priebehu 15 az 20
rokov, takze s inovaciami pred rokom 2020 mozno pocitaf len s malou pravdepodobnost’ou.
-198-
Na zaver kapitoly 11
Vyhorene jadrove palivo je skutocnosfou, s ktorou sa musia staty vyuZ^vajuce jadrovu
energiu svedomito a spol’ahlivo vysporiadaf. Rozhodujucu ulohu pritom pod Fa sucasneho
pohl’adu maju ekologicke hl’adiska, hlavne ochrana zivotneho prostredia. S ohl’adom na uz
vyprodukovane mnozstvo VJP nie je problematika s mm spojena obecne riesitelna ani
okamzitym zastavemm prevadzky jadrovych elektrarm. Je teda potrebne sa zaoberaf
s problemom VJP vel’mi seriozne a s dostatocnou perspektfvou. Otvorenou otazkou zostava,
ake celkove mnozstvo VJP moze byf bez realneho ohrozenia zivotneho prostredia (vo
vzfahu k ostatnym oblastiam Fudskej cinnosti a ich dosledkov) skladovane, resp. trvalo
ulozene.
V celom jadrovom palivovom cykle sa stale intenzivnejsie presadzuju poziadavky na
neustale zvysovanie ochrany zivotneho prostredia. Vyuzivanie jadrovej energie na jednej
strane patr^ medzi najostrejsie sledovane oblasti Fudskej cinnosti, na druhej strane patria
preukazovania o jadrovej bezpecnosti a radiacnej ochrane k najprepracovanejsim,
dolozitelnym a nezavisle overitelnym udajom. Sucasne je vsak nutne uvazovaf i v tom
zmysle, ze pr^stupy, ktore su akceptovatelne zo sucasnych hl’adisk, nemusia byf
akceptovatelne v buducnosti. To vsak plat^ aj v omnoho sirsich oblastiach ako len v jadrovej
energetike.
Vo vsetkych krajinach s vyspelou jadrovou energetikou prebera urcite garancie za
problematiku VJP stat. To vsak neznamena opravnenie k poklesu zaujmu o popisovany
problem. Je potrebne vytrvale hl’adaf vsetky dostupne moznosti pre spresnenie sucasnych
predstav a pre ich postupne skvalitnovanie v priebehu realizacie.
Napriek dobrym sucasnym perspektivam nebudu transmutacne technologie znamenaf
uplne odstranenie (likvidaciu) stiepnych produktov a aktinoidov. Mali by vsak vyznamnym
sposobom znizi t’ mnozstvo tychto nuklidov a hlavne ich premenif na take, ktorych polcas
rozpadu bude zhruba o dva rady nizsi ako je u dlhodobych stiepnych produktov a aktinoidov.
Tym by sa cela zalezitosf likvidacie VJP dostala do vyrazne unosnejsej polohy, hlavne
z pohladu buducich generaci^.
- 199 -
Doporucena literatura
[1] CIRAK, J.a kol.: Pyram'tda - Jadrova energia a-z. Obzor, Bratislava 1989.
[2] SLUGEN, V., KOVACZ, Z., HINCA, R.: Bezpecnost a spol’ahlivosf jadrovych elektrarn'i.
Skriptum FEI STU, ISBN 80-227-0841-0, 1996.
[3] BECVAR, J. a kol.: Jaderne elektrarny. SNTL/ALFA, 1981.
[4] CAMERON, J. R.: Nuclear fission reactors. Plenum Press, New York, 1982.
[5] OVCINIKOV, J. a kol.: Prevadzkove rezimy VVER. Atomizdat, Moskva,1977.
[6] VON OLDEKOPF, W. a kol.: Druckwasserreaktoren fur Kernkraftwerke. Karl Tieming
Verlag, Munchen 1979.
[7] FULLWOOD, R.R., HALL, R.E.: Probabilistic risk assessment in the nuclear power
industry. Pergamon Press, 1988.
[8] MATEJKA, K. a kol.: Vyhorele jaderne palivo. 1.vyd. Praha: Skriptum CVUT - FJFI,
ISBN 80-7078-352-4, 1996.
[9] HERMANSKY, B.:Jaderne reaktory, SNTL Praha 1981.
[10] International Thermonuclear Experimental Reactor. [online]. [cit:2003-09-21]. Dostupne
na internete: <http://www.iter.org>
[11] LAMARSH, J. R.: Introduction to Nuclear Reactor Theory, ADDISON-Wesley Publishing
Company, 1966.
[12] HASGiK, J.: Jadrove reaktory. Ucebne texty pre postgradualne rekvalifikacne studium.
FEI STU, Bratislava 1997
[13] Actinide and Fission Product Partitioning and Transmutation - Status and Assessment
Report. [online]. 13/12 2000. [cit:2003-08-26]. Dostupne na internete: <http://www.nea.fr>
[14] Nuclear Wastes: Technologies for Separations and Transmutations. Committee on
Separations Technology and Transmutation Systems. National Academy Press.
Washington D.C., 1996
[15] CAPPIELLO, M. et al. ADTF: An Advanced Accelerator Facility for Nuclear Technology
Testing. [online]. [cit:2003-05-09]. Dostupne na internete: <http://apt.lanl.gov>
[16] MAGILL, J. A Short History of Accelerator Driven Systems. 24/9 1997. [online]. [cit:2003-
06-20]. Dostupne na internete: <http://itumagill.fzk.de/ADS>
- 200 -
[17] Advanced Accelerator Applications Program Addresing National Priorities and Needs.
[online]. [cit:2003-05-09]. Dostupne na internete: <http://aaa.lanl.gov>
[18] The European Technical Working Group on ADS A European Roadmap for Developing
Accelerator Driven Systems (ADS) for Nuclear Waste Incineration. 23/4 2001. [online].
[cit:2002-06-20]. Dostupne na internete: <http://itumagill.fzk.de/ADS>
[19] ITO, N. et al. The R&D Works on the High Intensity Proton Accelerator for Nuclear
Waste Transmutation. [online]. [cit:2003-06-22]. Dostupne na internete:
<http://www.cern.ch>
- 201 -