ENERGIA JĄDROWA I JEJ WYKORZYSTANIE

ENERGIA JĄDROWA I JEJ WYKORZYSTANIE Ludwik Dobrzyński Instytut Fizyki Doświadczalnej, Uniwersytet w Białymstoku oraz Instytut Problemów Jądrowych im. A.Sołtana, Świerk

Andrzej Strupczewski Instytut Energii Atomowej, Świerk 2007r.

SPIS TREŚCI 1. Wstęp 2. Podstawowe własności neutronów 3. Wytwarzanie neutronów. Reakcja rozszczepienia 4. Detekcja neutronów 5. Od reakcji powielającej do broni jądrowej 6. Podstawy fizyki reaktorów jądrowych 7. Podstawowe rodzaje reaktorów jądrowych 8. Bezpieczeństwo elektrowni jądrowych 9. Odpady promieniotwórcze 10. Cykl paliwowy. Transmutacja i spalanie odpadów promieniotwórczych 11. Energia termojądrowa 12. Podstawowe wielkości dozymetryczne 13. Promieniotwórczość środowiska 14. Działanie promieniowania jonizującego na organizmy 15. Dawki wokół elektrowni jądrowych 16. CięŜkie awarie reaktorów jądrowych 17. Napędy jądrowe 18. Energia jądrowa w przemyśle, medycynie, archeologii i sztuce 19. ZagroŜenia związane z energetyką inna niŜ jądrowa 20. Aspekty ekonomiczne energetyki jądrowej 21. Potrzeby energetyczne Polski i moŜliwość rozwoju energetyki jądrowej w Polsce

ENERGIA JĄDROWA I JEJ WYKORZYSTANIE Ludwik Dobrzyński1 i Andrzej Strupczewski2

ROZDZIAŁ I. WSTĘP Tytuł wykładu wskazuje na konieczność wyjaśnienia sobie już na początku, co będziemy rozumieli przez energię jądrową. Generalnie można mówić tu o dwóch procesach: naturalnych rozpadów promieniotwórczych, w których emitowane są cząstki (alfa, beta, neutrony, ...) lub fotony (promieniowanie gamma) oraz o procesach, w których doprowadzamy do reakcji jądrowej, w wyniku której wyzwolona zostaje energia. Do pierwszej grupy zaliczymy np. spontaniczne rozszczepienie jądra uranu. To jednak następuje rzadko, natomiast możemy względnie łatwo spowodować rozszczepienie tego jądra (przede wszystkim izotopu 235U) przez neutron o niewielkiej energii. Również w wypadku syntezy (fuzji) jąder, np. jak na rys. 1.2, wydziela się energia. A wszystko to bierze swój początek w zależności energii wiązania, przypadającej na nukleon, od liczby masowej A. Zależność tę, przedstawioną na rys.1.1, nazwał Hrynkiewicz3 „najważniejszym wykresem Wszechświata”.

Rys.1.1

Energia wiązania na nukleon w funkcji liczby masowej

Instytut Fizyki Doświadczalne Uniwersytetu w Białymstoku oraz Instytut Problemów Jądrowych w Świerku Instytut Energii Atomowej w Świerku 3 A.Hrynkiewicz, Energia. Wyzwanie XXI wieku, Wyd. UJ, Kraków (2002) 1 2

1

Przypomnijmy, że energia wiązania na nukleon jest średnio tą energią, którą trzeba dostarczyć do jądra, aby uwolnić z niego jeden nukleon. Podobnie, jeśli nukleony wiążą się ze sobą w jedno jądro, wydziela się energia równa sumie energii wiązania nukleonów w tym jądrze. Z rys.1.1 wynika, że energia wiązania dla A = 4, a więc dla helu-4 (4He), wynosi ponad 7 MeV/nukleon 4, podczas gdy dla 3He wynosi ona ok. 2,5 MeV. Synteza jąder wodoru w jądro helu (reakcja zachodząca często na Słońcu), rys.1.2, powoduje wydzielenie energii 26,1 MeV. Widać także, że energia wiązania nukleonu zmniejsza się dla ciężkich jąder, a to oznacza, że rozpad ciężkiego jądra oznacza zysk energetyczny. Właśnie dlatego, że przedstawiony na rys.1 wykres wyjaśnia z jednej strony źródło energii gwiazd, a z drugiej możliwość uzyskiwania energii z rozpadów, a w szczególności z rozszczepienia jąder ciężkich, jak np. uran, wykres ten można rzeczywiście uznać „najważniejszym wykresem Wszechświata”.

Rys. 1.2 Reakcje syntezy prowadzące od wodoru do tlenu Dla ilustracji rozpatrzmy przypadek reakcji jądrowej neutronu z protonem, w wyniku której tworzy się deuter oraz foton gamma: 1 1

H + n → 21 H(D) + γ

Utworzone jądro (deuter) doznaje odrzutu, a ponadto foton też unosi część energii. Suma tych dwóch energii, wynosząca w tym wypadku ΔE = 2,22 MeV, jest energią wiązania deuteronu. Aby rozbić deuteron należy teraz użyć pocisku o energii przekraczającej 2,22 MeV. Energia ta jest związana z ubytkiem masy: ΔE = Δm·c2 ,

(1.1)

gdzie Δm oznacza różnicę mas cząstek przed i po reakcji, a więc Δm = (mp + mn) - MD

(1.2)

W jednostkach masy atomowej [u]5 wynosi ona (1,0078252+1,0086554)-2,0141022 = 0,0023784, co odpowiada energii 2,22 MeV, a więc 1,11 MeV na nukleon. Teoretyczne obliczenia energii wiązania opierają się modelach i związanych z nimi przybliżeniach, niemniej jednak otrzymywane na ich podstawie wartości są w dobrej 4 5

1 eV = 1,602·10-19 J 1 u = 1,66053A10-27 kg = 931 MeV

2

zgodności z danymi doświadczalnymi. W tzw. modelu kroplowym, sprawdzającym się szczególnie dobrze w wypadku jąder ciężkich, a te nas będą głównie interesować, nukleony w jądrze traktuje się w podobny sposób jak cząsteczki w kropli cieczy, której gęstość nie zależy od rozmiarów kropli. Całkowita energia wiązania w takiej kropli jest proporcjonalna do liczby cząsteczek, a kształt powierzchni kropli jest ściśle związany z pojęciem napięcia powierzchniowego, zmniejszającego energię układu. Zgodnie z tym modelem energia powierzchniowa jest proporcjonalna do liczby nukleonów na powierzchni, a więc A2/3. Energia ta będzie obniżała energię wiązania, podobnie jak energia związana z odpychaniem kulombowskim pomiędzy protonami, której wielkość jest proporcjonalna do Z(Z - 1), gdzie Z jest liczbą atomową, a odwrotnie proporcjonalna do średniej odległości między nukleonami, proporcjonalnej do A1/3. Tak więc w takim podejściu quasi-klasycznym energię wiązania możemy przedstawić jako

Eb = a 0A − a sA2/3 − a C

Z( Z − 1) A1 / 3

(1.3)

Sam obraz jądra jako kropli cieczy jest o tyle dobrym modelem, że podobnie jak w cieczy tak i w jądrze poszczególne nukleony oddziałują tylko z najbliższymi sobie nukleonami, zjawisko napięcia powierzchniowego zaś jest obserwowane w obu obiektach. Podobnie, jak cząsteczki w cieczy, nukleony także cechuje pewna energia ruchu – energia kinetyczna. Nawet takie zjawisko, jak parowanie kropli, można uznać za model straty nukleonów podczas różnych reakcji jądrowych. Do wyrażenia (1.3) należy jeszcze wprowadzić poprawki kwantowe, które uzależnione są od asymetrii pomiędzy liczbą protonów i neutronów oraz od tzw. efektu pairingu, tj. parzystości liczb protonów i neutronów. Pierwszy efekt opisujemy parametrem (A-2Z)2/A, który jest tożsamościowo równy zeru, gdy liczba neutronów w jądrze jest równa liczbie protonów. Drugi efekt opisuje różnicę energii wiązania związaną z konfiguracją parzysto-parzystą i nieparzysto-nieparzystą. Efekt ten nie występuje dla jąder parzysto-nieparzystych i nieparzysto-parzystych. Ostatecznie, z dobrym przybliżeniem6 E b = 15,75A − 17,8A 2 / 3 − 0,71

Z( Z − 1) (A / 2 − Z) 2 34 − 94 , 8 ± 3/ 4 1/ 3 A A A

(1.4)

gdzie energia wiązania wyrażona jest w MeV, znak plus obowiązuje dla jąder parzystoparzystych, a minus dla jąder nieparzysto-nieparzystych. Model kroplowy nie jest jedynym modelem i nie wszystko wyjaśnia. W szczególności, masy obliczane z relacji (1.4) różnią się od wyznaczanych doświadczalnie. Wyjątkowo duże różnice, polegające na energii wiązania na nukleon (Eb/A) wyraźnie większej od obliczonej, obserwujemy dla tzw. jąder magicznych, przy czym liczbami magicznymi są: 2 (np. 4He, w którym magiczną jest zarówno liczba protonów, jak i neutronów), 8 (16O – podobnie jak 4He jądro podwójnie magiczne), 20 (podwójnie magiczne 40Ca), 28 (Ni ze względu na liczbę protonów i 51V ze względu na liczbę neutronów), 50 (Sn ze względu na liczbę atomową i Zr ze względu na liczbę neutronów), 82 (odpowiednio Pb i 136Xe) oraz 126 (podwójnie magiczny 208 Pb: Z=82 i N=126). Przypomina to silnie konfiguracje elektronowe w atomie – maksymalne liczby elektronów, które mogą znaleźć się na poszczególnych orbitach. 6

Wartości współczynników podane są w podręczniku K.N.Muchina, Doświadczalna fizyka jądrowa, t.I, WNT, Warszawa (1978)

3

Z wielu interesujących cech jąder magicznych zwracamy uwagę na wyraźnie zmniejszone wartości przekrojów czynnych na absorpcję powolnych neutronów. Jednocześnie z tych właśnie jąder jest stosunkowo najłatwiej wyrwać neutrony. Istnienie liczb magicznych nadzwyczaj przypomina sytuację w atomie, w którym mamy powłoki elektronowe, na których można maksymalnie umieszczać ściśle określoną wartość elektronów. Spowodowało to rozwój tzw. modelu powłokowego jądra, którego podwaliny zawdzięczamy laureatom Nagrody Nobla Marii Goeppert-Mayer i Hansowi Jensenowi.

Rys. 1.3 Maria Goeppert-Mayer i Johannes Hans Jensen

Świat potrzebuje energii i to coraz większej, tym większej im większa jest liczba mieszkańców naszego globu. Tymczasem dane z różnych krajów wskazują, że im więcej energii elektrycznej produkują one na mieszkańca, tym średnia długość życia się wydłuża. Zależność tę przedstawiamy na rys. 1.4 (w istocie rysunek ten dotyczy tylko kobiet, to jednak wiąże się z faktem, że są kraje, w których dyskryminacja kobiet powoduje skrócenie ich życia, tak więc wyniki powinny być reprezentatywne tam, gdzie tej dyskryminacji nie ma). Rys. 1.4 Oczekiwany średni czas życia kobiet w różnych krajach Świata w zależności od rocznego zużycia energii przypadającej na mieszkańca7

7

A.Strupczewski, Analiza korzyści i zagrożeń związanych z różnymi źródłami energii elektrycznej, Raport PTN 3/1999, Warszawa (1999)

4

Bardzo ważną okolicznością jest też fakt, że istnieją całe połacie Ziemi (Azja, Afryka), w których obecnie mamy wyraźny deficyt energii (patrz rys. 1.5) i należy przewidywać, że tam przyrost wytwarzanej energii powinien być bardzo znaczący. Około 2 miliardy mieszkańców Ziemi nie ma energii elektrycznej! Dziś, udział energetyki jądrowej w ogólnym bilansie produkcji energii elektrycznej wynosi średnio ok. 16-17%. Nie jest to bynajmniej mała liczba, a można oczekiwać, że udział ten będzie wzrastał. Ponieważ obecnie cała ta energia pochodzi z reaktorów jądrowych, których działanie opiera się na rozszczepianiu jąder uranu neutronami, nasz wykład zaczniemy od scharakteryzowania neutronu jako cząstki elementarnej.

Rys.1.5 Zużycie energii w funkcji PKB przypadającego na mieszkańca8

Przed rozpoczęciem regularnego wykładu nie można jednak pominąć kilku faktów z historii rozwoju energii jądrowej. Zaczyna się ona od przypadkowego odkrycia przez Henri Becquerela (rys. 1.6) dziwnej emanacji z rudy uranowej, która to emanacja zaczerniła film rentgenowski owinięty w czarny papier. Wykazał on, że promieniowanie to składało się z promieniowania alfa i beta, nieco później zaś Villard odkrył, że w promieniowaniu znajduje się także składowa elektromagnetyczna – promieniowanie gamma.

8

E.Boeker, Fizyka Środowiska, PWN, Warszawa (2002)

5

Rys. 1.6 Henri Becquerel, Maria i Piotr Curie

W 1898 r. Piotr i Maria Curie wyizolowali polon i rad. W tym samym roku Samuel Prescott pokazał, że promieniowanie radu zabija bakterie w pożywieniu. W roku 1902 Ernest Rutherford (rys. 1.7) dowiódł, że emisja cząstek alfa lub beta przekształca oryginalny pierwiastek w inny, a w toku dalszych badań nad rozpraszaniem cząstek alfa wykazał, że wewnątrz atomu musi znajdować się znacznie mniejsze od niego jądro o ładunku dodatnim.

Rys. 1.7 Ernest Rutherford

Rosja włączyła się do intensywnych badań promieniotwórczości około roku 1909. W roku 1911 Frederic Soddy (rys. 1.8) odkrył istnienie różnorakich izotopów danego pierwiastka, a George de Hevesy (rys. 1.8) stwierdził, że łatwość wykrycia promieniowania pozwala na wykorzystanie izotopów promieniotwórczych jako znaczników. W roku 1932 James Chadwick (rys. 1.8) odkrył neutrony, a rok później Cockroft i Walton stwierdzili istnienie promieniotwórczości produktów reakcji z przyspieszanymi w akceleratorze protonami. Wreszcie Enrico Fermi (rys. 1.8) wykazał, że użycie neutronów pozwala na wyprodukowanie znacznie większej liczby izotopów promieniotwórczych niż przy użyciu protonów. W roku 1939 Otto Hahn (rys. 1.9) i Fritz Strassman (rys. 1.10) odkryli zjawisko rozszczepienia, choć interpretację ich eksperymentu należy zawdzięczać Lise Meitner (rys. 1.10) i Jej siostrzeńcowi Otto Frischowi (rys. 1.10), którzy pracowali w tym czasie na wygnaniu pod okiem Nielsa Bohra (rys. 1.9). Obserwacja reakcji rozszczepienia przyniosła pierwsze potwierdzenie eksperymentalne słuszności relacji równoważności masy i energii, zapostulowanej przez Alberta Einsteina (rys. 1.9). Fizycy szybko zdali sobie sprawę z ogromnej energii wyzwalanej w procesie rozszczepienia jąder uranu, a że czasy były wojenne, między Niemcami a Anglią i Ameryką toczyła się gra o to, kto pierwszy będzie umiał skorzystać z tej energii. Nie każdy wie, że pojęcie masy krytycznej, o którym powiemy więcej w dalszych rozdziałach, zawdzięczamy francuskiemu fizykowi, Jean Baptiste Perrinowi (rys. 1.11), laureatowi Nagrody Nobla za weryfikację hipotezy o istnieniu atomów.

6

Teorie Perrina samopodtrzymującej się reakcji łańcuchowej zostały następnie rozwinięte przez angielskiego fizyka Rudolfa Peierlsa (rys. 1.11). Doceniając nowe możliwości stwarzane przez energię wyzwalaną w takiej reakcji, w Związku Radzieckim utworzono w roku 1940 specjalny Komitet ds Problemu Uranu. Prace naukowe tego Komitetu zostały przerwane w związku z napaścią Niemiec na ZSRR.

Rys. 1.8 Frederick Soddy, Georges de Hevesy, James Chadwick i Enrico Fermi

Rys. 1.9 Trzej Nobliści: Otto Hahn, Niels Bohr i Albert Einstein

7

W trakcie trwania intensywnego, wojennego wyścigu zbrojeń Peierls i Frisch wystosowali do rządu brytyjskiego dokument znany pod nazwą Memorandum Peierlsa-Frischa, w którym wykazywali, że z 5 kg 235U można stworzyć bardzo skuteczną bombę, której detonacja będzie równoważna kilku tysiącom ton dynamitu. Wskazali oni również na znaczenie izotopu 235U. Memorandum spowodowało silne zainteresowanie wielu brytyjskich uniwersytetów rozszczepieniem uranu. Uczeni ci utworzyli tzw. Komitet MAUD (od imienia niani jednego z członków). Już w roku 1940 wykazano na Uniwersytecie w Cambridge, że przy użyciu powolnych neutronów można otrzymać samopodtrzymującą się reakcję w mieszaninie tlenku uranu i ciężkiej wody. Wkrótce też odkryto możliwość przekształcenia 238U w rozszczepialny 239 Pu. W wyniku dalszych prac grupa MAUD przedstawiła raport wykazujący, że kontrolowana reakcja łańcuchowa może zostać wykorzystana do produkcji ciepła lub energii elektrycznej. Amerykanie nieco później niż Brytyjczycy zabrali się za studia nad nowymi możliwościami stworzenia broni, niemniej jednak szybko przegonili Brytyjczyków. Było to związane z intensywnie prowadzonymi badaniami nad separacją i wzbogacaniem uranu oraz produkcją rozszczepialnego plutonu. Tym ostatnim zagadnieniem zajmował się w szczególności odkrywca neutronu – James Chadwick. W roku 1942 badania przejęła pod swą „opiekę” armia, a same badania utajniono nawet przed dotychczasowymi partnerami – Brytyjczykami i Kanadyjczykami. Cała działalność naukowa została skierowana na produkcję bomby jądrowej.

Rys. 1.10 Fritz Strassman, Lise Meitner i Otto Frisch

Rys. 1.11 Jean Baptiste Perrin, Rudolf Peierls i Robert Oppenheimer

8

W 1942 r. Enrico Fermi skonstruował pierwszy stos atomowy, w którym przeprowadził kontrolowaną reakcję łańcuchową. W Argonne zbudowano pierwszy reaktor, w którym produkowano pluton na potrzeby militarne. Trzy wytwórnie ciężkiej wody zbudowano w Ameryce, jedną w Kanadzie. Pracujący pod kierunkiem Roberta Oppenheimera (rys. 1.11) zespół najbardziej utalentowanych fizyków, techników i matematyków pracował nad konstrukcją bomb uranowych i plutonowych w ramach tzw. Projektu Manhattan. 16 lipca 1945 r. przeprowadzono pierwszą eksplozję jądrową bomby plutonowej w Almagordo w Nowym Meksyku. O teście prostszej bomby uranowej nawet nie myślano, gdyż miano pewność, że detonacja nastąpi zgodnie z planem. 6 sierpnia 1945 r. zdetonowano nad Hiroszimą pierwszą bombę zbudowaną z uranu-235, a 9go sierpnia zrzucono bombę plutonową nad Nagasaki. Następnego dnia, 10-go sierpnia, rząd japoński poddał się, co zakończyło ostatecznie II Wojnę Światową. Rosjanie rozwijali swoje badania w wolniejszym tempie. Pierwszy stos atomowy do produkcji plutonu, tzw. F-1, został skonstruowany przez Igora Kurczatowa (rys.1.12) w 1946 roku. Centrum badań znajdowało się około 40 km od Moskwy w zamkniętej miejscowości Arzamas-16, w której budowano bombę plutonową. Pierwszy próbny wybuch takiej bomby został przeprowadzony w sierpniu 1947 roku na poligonie blisko Semipałatyńska w Kazachstanie. W tym czasie Andrej Sacharow i Igor Tamm (rys. 1.12) pracowali już nad konstrukcją bomby wodorowej. Koniec wojny zwrócił także uwagę na możliwości pokojowego wykorzystania energii jądrowej choćby do produkcji elektryczności. Pierwszym zbudowanym reaktorem i to typu reaktora powielającego był reaktor EBR-1 (od ang. Experimental Breeder) w Idaho w USA, rys. 1.13. Uruchomiono go w grudniu 1951 r. Równolegle w USA i ZSRR prowadzono prace nad konstrukcją reaktorów różnych typów – nastała era energetyki jądrowej, której zadanie jednak nie zawsze miało jedynie pokojowy charakter. Wystarczy choćby wspomnieć o budowie statków wojennych, w tym okrętów podwodnych, napędzanych energią jądrową. Pierwszym takim okrętem podwodnym był USS Nautilus zwodowany w 1954 roku. Pierwsze okręty pojawiły się w obu konkurujących krajach w roku 1959. Na lądzie zaś budowano reaktory do produkcji plutonu, pozwalające usuwać z rdzenia pluton w chwili gdy zawartość izotopu nadającego się do bomby atomowej była w nim największa. Reaktory te powstawały w ośrodkach militarnych i ich bezpieczeństwo było znacznie niższe niż bezpieczeństwo elektrowni jądrowych. Utrzymywano je jednak w ruchu, gdyż uzyskiwany w ten sposób pluton nadawał się doskonale do bomb atomowych.

Rys. 1.12 Igor Kurczatow, Andrej Sacharow i Igor Tamm

9

Rys. 1.13 Pierwszy reaktor powielający EBR-1 w Idaho, USA

Ponieważ USA zdominowały produkcję wzbogaconego uranu, Brytyjczycy skoncentrowali się na budowie reaktorów opartych na naturalnym uranie metalicznym, z moderatorem grafitowym i chłodzeniem gazowym. Pierwszy reaktor Calder Hall-1 typu Magnox o mocy 50 MWe (rys. 1.14) uruchomiono w roku 1956 i pracował do roku 2004. Ogółem pracuje dziś na świecie około 440 bloków energetycznych napędzanych energią jądrową. Swoistym potentatem jest tu Francja, w której niemal 80% produkowanej energii elektrycznej pochodzi z energetyki jądrowej. Choć początek francuskiej energetyki jądrowej opierał się na reaktorach typu Magnox, wkrótce zostały one zdominowane przez tzw. reaktory wodnociśnieniowe – PWR (od ang. Pressurized Water Reactor). Związek Radziecki zbudował swoje pierwsze dwie wielkie elektrownie w roku 1964: w Białojarsku uruchomiono 100 MW reaktor z wrzącą wodą, w Nowoworoneżu zaś reaktor typu PWR (wg rosyjskiego skrótu – WWER: Wodno-Wodiannyj Energieticzeskij Reaktor) o mocy 210 MW. Rok 1973 przyniósł pierwszy reaktor typu RBMK, reaktor, którego konstrukcję oparto na schematach reaktorów do produkcji plutonu. Chociaż reaktory RBMK (od ros. Reaktor Bol’szoj Moszcznosti Kanal’nyj) nie były stosowane do celów militarnych, pozwalały one jednak w razie potrzeby na przestawienie cyklu pracy tak by szybko uzyskiwać duże ilości plutonu do produkcji bomb. Reaktor ten zbudowano także w Czarnobylu. Był on obciążony wadami w zakresie bezpieczeństwa, typowymi dla tych reaktorów i zawierał ponadto błędy konstrukcyjne, które pozostawały ukryte ze względu na wymagania tajności, które otaczały konstrukcję reaktorów RBMK. Wybuch reaktora RBMK w elektrowni jądrowej (EJ) w Czarnobylu 26 czerwca 1986 r. znacząco zahamował na świecie prace nad energetyką jądrową. W Polsce planowano w latach 80. ubiegłego stulecia budowę około 10 reaktorów energetycznych (rys. 1.15). Pierwszy miał powstać w miejscowości Żarnowiec na Wybrzeżu, względnie niedaleko Gdańska. Niestety, ulegając naciskom społecznym, rząd polski podjął w 1990 roku decyzję o zaprzestaniu już rozpoczętej budowy. Konsekwencje tej decyzji są dla Polski fatalne i dobrze się dzieje, że obecnie znów wraca się do planów rozwoju energetyki jądrowej. Jak jest ona ważna powiemy w toku tego wykładu. Na rys. 1.16 i 1.17

10

przedstawione są mapa topograficzna terenu planowanej elektrowni oraz jej model, będący – oprócz zalanych wodą fundamentów w Żarnowcu – jedyną pozostałością niedoszłego projektu.

Rys. 1.14 Elektrownia jądrowa Calder Hall w ośrodku Sellafield w Anglii

Rys. 1.15 Planowane w Polsce rozmieszczenie elektrowni jądrowych w latach 80. ub. wieku

11

Rys.1.16 Mapa topograficzna terenu planowanego dla Elektrowni Jądrowej w Żarnowcu

Rys.1.17 Model Elektrowni Jądrowej dla Żarnowca9

9

można oglądać w Instytucie Problemów Jądrowych w Świerku

12

Wykład ten będzie poświęcony jednak nie tylko energetyce jądrowej, choć ta zajmie jego znaczącą część. Omówimy bowiem militarne i pokojowe zastosowania energii jądrowej, w tym zastosowania w nauce, przemyśle i medycynie. Szczególną uwagę poświęcimy także zagadnieniom wpływu promieniowania jądrowego na organizmy oraz elementarnym problemom strategii energetycznej w Polsce i na świecie.

13

ROZDZIAŁ II. PODSTAWOWE WŁASNOŚCI NEUTRONÓW 2.1 Neutron i reakcje jądrowe z neutronami Jak wiadomo, neutron jest jednym z dwóch nukleonów w jądrze. Masa neutronu1, to 1,674928(1)·10-27 kg. Na wewnętrzną strukturę neutronu składają się trzy kwarki: udd, dające w sumie zerowy ładunek elektryczny. Pomimo braku ładunku elektrycznego, a więc braku bezpośredniego oddziaływania elektromagnetycznego z otoczeniem, neutron ma moment magnetyczny wynoszący μ = -9,6491783(18)·10-27 JT-1 = -1,9130427(5) μN ,

(2.1)

gdzie μN oznacza jądrowy magneton Bohra, eh / 2m p (mp – masa protonu). Istnienie momentu

magnetycznego jest ściśle związane ze spinem neutronu s= h/2

(2.2)

Neutron jest cząstką nietrwałą i rozpada się ze średnim czasem życia τ = 885,9 (0,9) s

(2.3)

wg schematu νe n→p+e+ ~

Stosunkowo krótki czas życia neutronu nie pozwala na dobiegnięcie do Ziemi neutronów tworzonych w reakcjach jądrowych na Słońcu i innych planetach. Gdyby nawet energie tych neutronów były porównywalne z temperaturą korony słonecznej (ok. 6000 K, tj. ok. 0,5 eV), przy prędkości v=104 m/s potrzebny czas na ich dotarcie do Ziemi wynosiłby ok. pół roku. Odkrycie neutronu (przez Jamesa Chadwicka w roku 1932, rys. 1.7) stanowiło wielką niespodziankę w fizyce jądrowej. Poprzedziła ją obserwacja (Walthera Bothego i Herberta Beckera, 1930 r.) powstawania bardzo przenikliwego promieniowania w wyniku bombardowania berylu cząstkami alfa. Promieniowanie to nie niosło ładunku elektrycznego, gdyż nie jonizowało gazów, ale które było ewidentnie związane z istnieniem cząstek o skończonej masie. Jedynym wówczas znanym, elektrycznie obojętnym promieniowaniem było promieniowanie gamma, więc też nic dziwnego, że nawet tak uznani uczeni, jak Irena i Frederic Joliot-Curie (rys.2.1) uważali, że chodzi tu o jakieś wysokoenergetyczne promieniowanie gamma. To oni właśnie byli autorami kluczowej obserwacji, że w wyniku przejścia tego promieniowania przez ośrodki zawierające wodór (w szczególności takim ośrodkiem była parafina) powstają protony odrzutu, głównie odpowiedzialne za sygnały obserwowane w komorach jonizacyjnych i komorach Wilsona. Ale nie oni lecz James Chadwick spostrzegł, że energia protonów odrzutu wskazuje, iż muszą one powstawać w

1

Dane liczbowe wzięte z Neutron Data Booklet pod red. A.-J. Dianoux I G.Landera, Institut Laue-Langevin, Grenoble (2002)

1

zderzeniu z cząstką o bardzo zbliżonej masie. Chadwick nadał tym cząstkom nazwę neutrony2. Za ich odkrycie został w roku 1935 uhonorowany Nagrodą Nobla.

Rys.2.1 Irena i Fryderyk Joliot-Curie w Laboratorium

To, że muszą to być cząstki pochodzenia jądrowego wywnioskował Chadwick z faktu, iż tworzyły się one w reakcjach takich, jak 9 4

Be+ 42 He→126 C + n

(2.4)

B+ 42 He→147 N + n

(2.5)

i 11 5

Elektrycznie obojętne cząstki nie mogą bowiem zmieniać ładunku jądra, ale mogą zmieniać jego masę. Jeśli takie cząstki znajdują się w jądrze, to tłumaczy to dlaczego masy atomowe są około dwóch razy większe od sumy mas protonów, co na owe czasy było bardzo doniosłą obserwacją. Oczywiście jednym z pierwszych pytań, jakie się nasuwają, to sposób detekcji cząstek elektrycznie obojętnych, jakimi są neutrony. Sprawę tę omówimy w rozdziale IV. Tu chcemy jeszcze tylko zasygnalizować typowe oddziaływania neutronów z materią. Niewątpliwie najważniejszym oddziaływaniem jest oddziaływanie z jądrami atomowymi. W szczególności neutrony mogą wywoływać szereg reakcji jądrowych. Prawdopodobieństwo zajścia tych reakcji zależy silnie od energii neutronów. I tak, typowymi reakcjami neutronów powolnych o energiach rzędu ułamków elektronowolta3 (neutrony te nazywamy termicznymi, gdyż ich energie odpowiadają temperaturze pokojowej) są reakcje (n,γ), jak np. 2

W istocie rzeczy tę nazwę wymyślił wcześniej, bo w roku 1920, Ernest Rutherford, który rozważał stan związany protonu z elektronem. To, że neutron w Chadwickowskim, a więc w naszym obecnym znaczeniu nie może reprezentować takiego stanu wynika z faktu, że długość fali elektronu jest znacznie większa od rozmiaru jądra, a więc elektron nie może się w jądrze znajdować. 3 1 eV = 1,161⋅104 K

2

1 1

H(n , γ ) 21 D

2 1

D(n , γ ) 31T

(2.6) 27 13

Al(n , γ ) 28 13 Al,

113 48

Cd (n , γ )114 48 Cd

Istnieje też szereg reakcji typu (n,p), (n,d) czy (n,α), jak np. 27 13

Al(n , p) 27 12 Mg

14 7

N(n, d)136 C

27 13

Al(n , α) 24 11 Na

(2.7)

Reakcje z neutronami mogą być zarówno egzo-, jak i endotermiczne. W pierwszych (jak np. 27 28 14 13 13 Al( n , γ ) 13 Al ) ciepło reakcji Q (2.8) jest dodatnie, w drugich (np. 7 N ( n , d ) 6 C )- ujemne. Oznacza to, że w reakcjach pierwszego rodzaju wyzwala się energia, do zajścia zaś reakcji drugiego typu energia musi zostać dostarczona przez neutrony o odpowiedniej energii kinetycznej. Wspomniana na początku reakcja cząstek alfa z berylem-9 (9Be), patrz (2.4), jest egzotermiczna, ale jest także reakcją odwracalną w tym sensie, że odpowiednio szybki neutron w reakcji z węglem-12 produkuje jądro 9Be i cząstkę α. Obliczenie ciepła reakcji opiera się na rachunku mas spoczynkowych cząstek wchodzących w reakcję. Dla reakcji, którą zapiszemy schematycznie jako X(x,y)Y, ciepło reakcji definiujemy jako: Q ≡ Δm ⋅ c 2 = [(M X + m x ) − (M Y + m y )] ⋅ c 2 ,

(2.8)

gdzie Δm oznacza zmianę sumy mas w reakcji. Łatwo zauważyć, że dla Q<0 cząstka bombardująca jądro utraci część swej energii na energię odrzutu (ER) jądra, stąd też w wypadku reakcji endoenergetycznych minimalna energia wymagana dla zajścia reakcji, tzw. energia progowa reakcji musi być sumą ciepła reakcji (jego bezwzględnej wartości) i energii odrzutu: E prog = Q + E R

(2.9)

Dla cząstek nierelatywistycznych łatwo obliczyć, że ⎛ m ⎞ E prog = Q ⎜⎜1 + x ⎟⎟ ⎝ MX ⎠

(2.10)

Z analizy mas można przekonać się, że dla neutronów o energiach poniżej 1 MeV jedynymi możliwymi reakcjami są reakcje typu (n,γ). Na koniec warto wspomnieć, ze mogą istnieć różne kanały reakcji. Inaczej mówiąc, neutrony w oddziaływaniu z danym jądrem mogą inicjować reakcje prowadzące do różnych produktów końcowych, jak np. 14 7

N + n →136 C+ 21 H(D)

14 7

N + n →146 C + p

3

(2.11)

Sam przebieg reakcji jądrowej jest dwuetapowy. W pierwszej chwili tworzy się układ złożony (jądro tarczy „wzbogacone” o neutron – jądro złożone), a następnie układ ten rozpada się na końcowe produkty reakcji. O reakcji (n,γ) mówimy jako o reakcji promienistego wychwytu neutronu. W reakcji może jednak być emitowany neutron o energii takiej samej, jak neutron padający, inicjujący reakcję, albo energii innej. W takich wypadkach będziemy więc mieli do czynienia de facto z rozpraszaniem neutronu, które nazywamy odpowiednio sprężystym (elastycznym) i niesprężystym (nieelastycznym). Z takiego opisu reakcji wynika, że przekrój czynny4 dla danego typu reakcji (n,x) musi być opisany iloczynem σ(n , x ) = σ c ⋅ Px ,

(2.12)

gdzie σc oznacza przekrój czynny na powstanie jądra złożonego, a Px oznacza prawdopodobieństwo emisji cząstki x z tego jądra. Powstanie końcowych produktów wymaga z reguły skończonego czasu, znacznie dłuższego od czasu potrzebnego na przejście cząstki przez jądro. Dzięki temu sam rozpad przestaje zależeć od sposobu, w jaki zostało utworzone jądro złożone. Czas rozpadu jest odwrotnie proporcjonalny do szerokości poziomu energetycznego układu złożonego. Szerokość ta jest różna dla różnych rodzajów rozpadu, jeśli więc istnieją różne kanały rozpadu, to szerokość całkowita Γ jest sumą cząstkowych szerokości Γi, z których każda odpowiada danemu typowi rozpadu. Tak więc równanie (2.12) można zapisać w innej postaci: σ( n , x ) = σ c ⋅

Γx Γ

(2.13)

Jeśli chodzi o wielkość σc, ta zależy od energii padającego neutronu i w wypadku granicznym, dla energii rzędu kilkunastu megaelektronowoltów, przekrój czynny σc wynosi πR2, gdzie R jest promieniem jądra. Ponieważ dla energii neutronów poniżej 1 MeV szerokość Γn >> Γγ, oznacza to, że w tym zakresie energii dominującym efektem będzie rozpraszanie neutronów. Przekrój czynny σc w funkcji energii wykazuje w tym obszarze szereg ostrych maksimów. Inaczej mówiąc, mamy w tym zakresie energii często do czynienia z tzw. rezonansowym wychwytem neutronów. Rys.2.2 pokazuje dla przykładu przekrój czynny na reakcję 16O(n,α)13C w funkcji energii neutronu. W obszarze energii rezonansowych przekrój czynny na reakcję typu (n,x) opisany jest wzorem Breita-Wignera: σ(n , x ) = π(λ / 2π) 2

Γn Γx

(E − E 0 )2 + (Γ / 2) 2

,

(2.14)

gdzie Γ = Γn+Γx+... – szerokość poziomu ze względu na wszystkie kanały rozpadu jądra złożonego, a λ oznacza długość fali neutronu: λ = h / mv =

4

h 2mE

,

(2.15)

Definicję przekroju czynnego przypominamy w przypisie 4 do rozdziału IV. Tu wystarczy traktować to pojęcie jako wielkość proporcjonalną do prawdopodobieństwa zajścia danego procesu.

4

Rys. 2.2 Przekrój czynny na reakcję 16O(n,α)13C w funkcji energii neutronu5

gdzie h oznacza stałą Plancka6, m – masę neutronu, a v – jego prędkość. W przekroju czynnym (2.14) pominięto czynnik, który opisuje zależność przekroju czynnego od spinów jądra tarczy, jądra złożonego i neutronu. Łatwo sprawdzić, że w skrajnym wypadku rezonansu, tj. E = E0, maksymalna wartość przekroju czynnego na rozpraszanie, a więc reakcję (n,n), to σ 0 (n, n ) = λ / π

(2.16)

Z kolei w obszarze neutronów termicznych (energie E znacznie niższe niż rezonansowe E0) o prędkości v otrzymujemy dla reakcji (n,γ)

σ( n , γ ) ∝ 1 / v

(2.17)

Dzieje się tak dlatego, że we wzorze (2.14) w zasadzie jedynymi członami zależnymi od prędkości neutronu są szerokość Γn, która jest proporcjonalna do prędkości, i długość fali neutronu, która jest odwrotnie proporcjonalna do prędkości. Tego typu „prawo 1/v” okazuje się działać również i w wypadku szeregu innych reakcji. 5

K.H.Beckurts, K.Wirtz, Neutron Physics, Springer-Verlag, Berlin (1964), cyt. w B. Dziunikowski, O fizyce i technice jądrowej, AGH, Kraków (2001)

6

h = 6,623⋅10-34J⋅s

5

Ze względu na potrzeby dalszej części wykładu, zakończymy ten paragraf dwiema uwagami dotyczącymi pewnych szczególnych reakcji z powolnymi neutronami. Do pierwszych należą reakcje typu (n,γ), które są reakcjami egzotermicznymi, jako że powstałe promieniowanie gamma niesie często znaczną energię, podczas gdy reagujące cząstki mają w sumie energię kinetyczną bliską zeru. Inne reakcje egzotermiczne, o których chcemy wspomnieć ze względu na ich przydatność w rejestracji neutronów to: 3 2

He + n → 31 H + p

10 5

B + n → 73 Li + α + 2,79MeV

10 5

B + n → 73 Li * + α + 2,31MeV 7 3

(6%) (94%)

(2.18)

Li * → 73 Li + γ (0,48MeV)

Jak widać, reakcja neutronu z 10B może przebiegać dwoma, niewiele różniącymi się kanałami. W 94%. reakcji tworzy się wzbudzone jądro litu (7Li*). Łatwo sprawdzić, że deekscytacja tego jądra, pokazana w ostatniej linii (2.18), zachodzi z emisją fotonu o energii 0,48 MeV, będącej różnicą ciepeł w obu kanałach reakcji (odpowiednio 2,79 MeV i 2,31 MeV).

2.2 Własności optyczne neutronu

Równanie (2.15), pokazujące znaną relację De Broglie’a (rys. 2.3) pomiędzy długością fali a energią lub pędem cząstki ma bardzo doniosłe znaczenie. Występująca w tym równaniu stała h/m = 3,956⋅10-7 m2/s. Jeśli energię neutronu wyrazić w elektronowoltach, prędkość neutronów w m/s, a długość fali w nanometrach, to wzór (2.15) można zapisać jako

λ = 395,6 / v =

0,0286 E

(2.19)

Oznacza to, że dla neutronów o energii 0,09 eV (prędkości ok. 4000 m/s), długość fali wynosi ok. 0,1 nm, a więc jest porównywalna z typowymi odległościami między atomami w materii skondensowanej. Oznacza to, że podobnie jak w klasycznej optyce falowej tak i tu neutrony o niskich energiach (neutrony termiczne) będą wykazywały własności optyczne, a więc ugięcie na przeszkodach, załamanie na granicy dwóch ośrodków oraz różne efekty dyfrakcyjne.

Rys. 2.3 Louis de Broglie

6

Długości fal dla neutronów termicznych są znacznie większe od rozmiarów jąder. Oznacza to, że w oddziaływaniu jądrowym, które jest, jak mówiliśmy podstawowym oddziaływaniem neutronów z materią, przekrój czynny na rozpraszanie, który charakteryzujemy tzw. długością rozpraszania, nie będzie zależny od kąta rozpraszania. Aby tę sytuację uzasadnić, a także przybliżyć pojęcie długości rozpraszania rozpatrzmy wynik oddziaływania neutron-jądro, które to oddziaływanie reprezentowane jest przez pewną jamę potencjału o głębokości V0 i promieniu R, rys. 2.4. E 2R 0

-V0

Rys. 2.4 Oddziaływanie neutronu o energii kinetycznej E z jądrem, scharakteryzowane studnią potencjału o głębokości V0 i promieniu R

Niech na jądro pada płaska fala neutronowa o długości fali λ. Wektor falowy tej fali ma długość: k=

2π = λ

2mE h2

(2.20)

Zgodnie z zasadą Huygensa fala neutronowa na zewnątrz studni potencjału będzie składała się więc z fali padającej, którą opisujemy falą płaską exp(i k ⋅ r ) i kulistej fali rozproszonej, która zanika jak 1/r. Tak więc z dala od jądra funkcja falowa neutronu ma postać:

f Ψ (r ) = exp(ik ⋅ r ) + e ikr , r

(2.21)

gdzie f oznacza amplitudę rozpraszania neutronów, mówiącą jaka część fali padającej ulega rozproszeniu, a r jest odległością neutronu od jądra. Amplituda ta jest w ogólnym wypadku wartością zespoloną (ze względu na pochłanianie). Ponieważ rozmiary jąder (wielkości R) są znacznie mniejsze od długości fali neutronu termicznego, amplituda f jest izotropowa. Możemy to wyjaśnić quasi-klasycznie w następujący sposób: moment pędu neutronu rozproszonego jest równy L = p⋅d, gdzie p jest pędem neutronu, a d – jest parametrem zderzenia, patrz rys. 2.5. Ponieważ moment pędu jest wielkością skwantowaną, L = l(l + 1)h , więc widać, że neutron może zbliżyć się bezpośrednio do jądra tylko wtedy gdy l =0. Gdy l = 1 neutron przejdzie w odległości około 1/5 długości fali (ściśle λ/2π), a to oznacza odległość znacznie większą niż rozmiar jądra. Wynika stąd, że rozpraszać się może jedynie fala s, a jej rozpraszanie od kąta nie zależy; fala ta jedynie zanika jak 1/r. Jest rzeczą interesującą zauważyć, że wielkość 7

amplitudy rozpraszania dla neutronów może być zarówno dodatnia, jak i ujemna. W większości wypadków jest ujemna, co oznacza rozpraszanie ze zmianą fazy o π. Z tego względu często używamy pojęcia długości rozpraszania zdefiniowanej jako

neutron d jądro Rys. 2.5 Rysunek pomocniczy do wyjaśnienia izotropowości rozpraszania neutronu na jądrze

a = -f

(2.22)

Dla porównania przypomnijmy, że w wypadku rozpraszania promieniowania X o długościach fal rzędu 0,1 nm amplituda rozpraszania zmienia się proporcjonalnie do ładunku chmury elektronowej otaczającej jądro, a więc zmienia się monotonicznie od atomu do atomu. W wypadku neutronów nie tylko nie ma takiej monotonicznej zależności, ale wręcz dwa izotopy tego samego pierwiastka mogą mieć różne amplitudy (długości) rozpraszania zarówno co do wielkości, jak i znaku. Fakt ten jest często wykorzystywany w badaniach ciał stałych. Amplituda rozpraszania dla kąta rozpraszania θ, którą opisujemy często w ramach tzw. przybliżenia Borna, dana jest wyrażeniem f (θ) = −

m V(r ) exp[i(k − k' ) ⋅ r ]dr , 2πh 2 ∫

(2.23)

gdzie wektory k i k’ oznaczają wektory falowe przed i po rozproszeniu, a V(r) – potencjał oddziaływania neutronu w odległości r. Ze względu na małe rozmiary jądra, oddziaływanie V(r) neutronu z jądrem w odległości r od jądra przedstawiane jest zwykle w postaci tzw. pseudopotencjału Fermiego: V(r ) =

2πh 2 aδ(r ) , m

(2.24)

Wstawienie tego potencjału do równania (2.23) daje natychmiast amplitudę rozpraszania niezależną od kąta rozpraszania. Wchodząca do relacji (2.22) długość rozpraszania a jest nazywana długością rozpraszania spójnego, gdyż falę rozproszoną można opisać jako sumę fal rozpraszanych na poszczególnych jądrach wraz z odpowiednimi czynnikami fazowymi.

8

Przekrój czynny jest proporcjonalny do kwadratu bezwzględnej wartości amplitudy takiej sumarycznej fali. Jeśli jądro atomowe ma spin różny od zera, istnieć będą dwa różne stany spinowe układu (neutron + jądro) i rozpraszanie dla tych dwóch różnych stanów będzie z reguły różne. W takim rozpraszaniu amplitudy fal rozproszonych nie będą się nakładać, a dodadzą się jedynie przekroje czynne (natężenia). Mówimy wtedy, iż rozpraszanie jest niespójne.

Energia neutronu

Próżnia

E=

Ośrodek

1 mv12 2

E=

1 mv 22 + U 2

U

Kierunek padania neutronu Rys. 2.6 Zmiana energii kinetycznej neutronu po wniknięciu do ośrodka

Dzięki posiadaniu momentu magnetycznego neutron – oprócz oddziaływania z jądrem atomowym – oddziałuje z powłokami elektronowymi atomu, jeśli tylko atom ma moment magnetyczny. Oddziaływanie to nazywamy magnetycznym. Tym razem jednak, ponieważ długość fali neutronu jest porównywalna z rozmiarami atomów, amplituda magnetycznego rozpraszania neutronów będzie zależna od kąta, podobnie jak się to dzieje w rozpraszaniu promieniowania rentgenowskiego. O ile zależność kątowa rozpraszania rentgenowskiego odzwierciedla rozkład ładunku elektronów w atomie, zależność kątowa rozpraszania magnetycznego neutronów odzwierciedla rozkład ładunku elektronów o nieskompensowanych spinach. Globalne oddziaływanie neutronów z jądrami i spinami ośrodka charakteryzuje współczynnik załamania. Jeśli w próżni energia kinetyczna neutronu wynosi mv12/2, to wewnątrz ośrodka, zgodnie z zasadą zachowania energii, będzie ona zmniejszona o energię oddziaływania U, rys. 2.6. Zgodnie z prawami optyki falowej, współczynnik załamania zdefiniowany jest jako stosunek prędkości w ośrodku do prędkości w próżni, a zatem: n=

k2 = k1

k 12 − 2mU / h 2 k1

9

= 1−

U , E

(2.25)

gdzie E jest energią kinetyczną neutronu w próżni. Jeśli oddziaływanie neutronów z jądrami ośrodka opiszemy pseudopotencjałem Fermiego, to dla N identycznych jąder w ośrodku i przy założeniu jedynie oddziaływania jądrowego otrzymamy n = 1−

4πNa , k 12

(2.26)

gdzie a oznacza średnią wartość długości rozpraszania przypadającą na jedno jądro. Ponieważ typowa wartość tej amplitudy, to 5⋅10-15 m, N jest rzędu 10-29/m3, a k1 to ok. 5⋅1010 m, współczynnik załamania okazuje się różny od jedności zaledwie o wartość rzędu 2⋅10-6. Gwoli przypomnienia, typowa wartość współczynnika załamania światła, to 1,5! Jak widać, efekty załamania będą dla neutronów bardzo słabe, a kąty krytyczne, przy których będzie zachodziło całkowite odbicie okażą się rzędu kilku lub kilkunastu minut kątowych. Niemniej jednak te niewielkie efekty pozwalają dziś rutynowo prowadzić i zakrzywiać wiązkę neutronów w tzw. neutronowodach. Jeśli potencjałem oddziaływania będzie potencjał oddziaływania magnetycznego, a ten jest zależny od wzajemnego ustawienia się spinu neutronu względem efektywnego pola magnetycznego w namagnesowanym ośrodku, będziemy mieli do czynienia z dwoma współczynnikami załamania, co z kolei stwarza możliwość spolaryzowania wiązki neutronów przez całkowite zewnętrzne odbicie. 2.3 Wyzwania: ładunek i elektryczny moment dipolowy neutronu

Od pierwszej obserwacji po dzień dzisiejszy neutron jest uważany za cząstkę nie posiadającą ładunku elektrycznego i jak dotąd nic nie wskazuje, aby tę opinię należało zmienić. Nie oznacza to jednak, że uczeni nie podejmowali prób zmierzenia ładunku neutronu na wypadek, gdyby jednak taki ładunek istniał. Nawet jeśli przyjąć, że jest on zero, to można wszak zawsze zapytać o dokładność z jaką znamy to „zero”. Pytanie o niezerowy ładunek neutronu ma fundamentalne znaczenie dla problemu rozszerzania się Wszechświata, a także wyjaśnienia źródła pól magnetycznych Ziemi i Układu Słonecznego. Nawet bardzo niewielki ładunek pomnożony przez liczbę neutronów na Ziemi, w Układzie Słonecznym czy Wszechświecie dałby już ładunek znaczący, który mógłby być istotny dla problemu ekspansji Wszechświata, a ruch tego ładunku mógłby być zauważalny w postaci pola magnetycznego. Jak już mówiliśmy na początku, neutron rozpada się wg schematu: n→p+e+ ~ νe

(2.27)

Przyjmując ładunek neutrina za zerowy, istnienie ładunku elektrycznego neutronu można byłoby zawdzięczać tylko istnieniu różnicy bezwzględnej wartości ładunku protonów i elektronów (oczywiście traktując zasadę zachowania ładunku w reakcjach jądrowych jako pewnik). Jeśli wspomniana różnica ładunku wynosiłaby qn, wówczas każdy atom byłby obdarzony ładunkiem Aqn, gdzie A oznacza liczbę atomową. Ładunek taki sprzyjałby ekspansji Wszechświata. Jak pokazano7, aby wyjaśnić obserwowaną rozszerzalność Wszechświata wystarczy przyjąć dla neutronu ładunek rzędu 10-18e, gdzie e oznacza ładunek elementarny. Z kolei, obrotowy ruch Ziemi powodowałby odpowiedni ruch ładunku. Aby 7

R.A.Lyttleton, H.Bondi, Proc.Roy.Soc. (London) A252 (1959) 313; A257 (1960) 442

10

wyjaśnić wielkość ziemskiego pola magnetycznego wystarczyłby8 ładunek 2·10-19e. Czy tak niewielkie ładunki elektryczne są w ogóle mierzalne? Większość przeprowadzonych dotąd eksperymentów nie dostarczyła wielkości ładunku qn i pokazywała właściwie tylko dokładności pomiarów, ale i te są imponujące. Jeden z pierwszych i najbardziej bezpośrednich eksperymentów polegających na pomiarze odchylenia wiązki neutronów w polu elektrostatycznym o natężeniu do 2250 V/m i długości 2,5 m przeprowadził późniejszy laureat Nagrody Nobla C.G.Shull (rys. 2.7) ze współpracownikami. Ocenili oni maksymalną wartość ładunku neutronu9 na 4·10-18e.

Rys. 2.7 Clifford G. Shull

Późniejsze eksperymenty, prowadzone przy najintensywniejszym obecnie reaktorze stacjonarnym w Instytucie Lauego-Langevina w Grenoble, doprowadziły do akceptowanej dziś wartości10 qn = (-0,4±1,1)·10-21e

(2.28)

Podobną wartość, 2·10-22e, podał J.G.King11, który badał ładunek elektryczny cząsteczki SF6. Jak widać, nie mamy wprawdzie żadnego powodu, aby zmieniać nasze przekonanie o zerowym ładunku neutronu, jednak należy przynajmniej docenić kunszt eksperymentatorów, którzy mogliby zmierzyć taki ładunek, gdyby był on większy od tak małej wielkości, jak 10-21e! Nie mniej wielkim wyzwaniem dla eksperymentatorów była odpowiedź na pytanie, czy neutron, nawet jeśli nie posiada ładunku elektrycznego, ma jakiś elektryczny moment dipolowy, który mógłby powstać, gdyby dwa kompensujące się ładunki wewnątrz neutronu były nieco rozsunięte. W tym wypadku istnieje wiele teorii, w których ocenia się, że taki moment dipolowy, dn, istnieje, a jego wartość oceniana jest, w zależności od założeń teorii, na od 10-21 e·m do 10-34 e·m. Jak widać, największa wartość oznacza, że gdyby wewnątrz neutronu istniały dodatni i ujemny ładunek elementarny, to mogłyby być one rozsunięte na odległość 10-21 m, a więc milion razy mniejszą niż rozmiar typowego jądra. Stwierdzenie istnienia elektrycznego momentu dipolowego oznaczałoby złamanie zasady niezmienniczości względem inwersji czasu (T) oraz złamanie parzystości (P) – stąd też szczególne zainteresowanie jego pomiarem. W pomiarach tych korzysta się z reguły z tzw. ultrazimnych neutronów, o prędkościach poniżej ok. 5 m/s. Neutrony te odbijają się niemal od wszystkich materiałów, co można wykorzystać dla przechowania ich w zamkniętym pomieszczeniu („butelce”). W większości eksperymentów mierzy się zmianę częstotliwości rezonansowej potrzebnej dla przerzucenia spinu neutronu pomiędzy stanami spinowymi +1/2 i –1/2, jeśli neutrony te znajdują się – prócz pola magnetycznego – w polu elektrostatycznym o natężeniu E. Włączenie pola E zmienia bowiem częstość Larmora o dnE. Uzyskana w 1999 r. wartość wynosi 8

A.C.McReynolds, BNL Reports (1951) C.G.Shull, K.W.Billman, B.Wedgwood, Phys.Rev. 153 (1967) 1415 10 dane dla neutronu podajemy za cytowanym już Neutron Data Booklet, ILL (2002) 11 podany jako informacja prywatna w cytowanej wyżej pracy Shulla i in. 9

11

dn = (-0,1±0,36)·10-25 e cm

(2.29)

Jak widać, eksperymentatorzy byliby dziś w stanie stwierdzić rozsunięcie ładunków elementarnych w neutronie na odległość ok. 10-25 cm! Innego rodzaju wyzwaniem była kwestia stwierdzenia, czy masy bezwładnościowa i grawitacyjna neutronu są takie same. Jak pokazano, obie masy są identyczne z dokładnością na poziomie 2·10-4.

2.4 Klasyfikacja (nazewnictwo) neutronów ze względu na ich energie

Przez powolne neutrony rozumiemy neutrony o energiach poniżej ok. 10 eV. Jeśli ich energie znajdują się w zakresie energii odpowiadających cieplnym ruchom cząsteczek materii, a więc ok. 1-100 meV, neutrony nazywamy termicznymi. Neutrony o niższych energiach nazywamy zimnymi, a gdy ich prędkości spadną poniżej ok. 5 m/s (energie poniżej ok. 10-7 eV) nazywamy ultra-zimnymi. Neutrony o energiach w przybliżonym zakresie 10-4-10-7 eV nazywa się czasem bardzo zimnymi. Powyżej zakresu neutronów termicznych rozciąga się zakres neutronów gorących (0,1-10 eV). Oczywiście nie można tu mówić o żadnych ostrych granicach, nazwy są zwyczajowe i używane przez różnych autorów w nieco różny sposób. W zakresie energii 1 – 100 eV mówi się o neutronach rezonansowych, jako że w tym zakresie energii neutrony są pochłaniane przez wiele jąder w sposób rezonansowy. Neutrony wytwarzane w reakcjach rozszczepienia mają energie w zakresie 0,5 – 15 MeV, średnio ok. 2 MeV, i należą już do kategorii neutronów prędkich. W literaturze używa się często określenia neutrony epitermiczne na neutrony o zakresie energii pomiędzy termicznymi, a prędkimi. Neutrony superszybkie, o energiach powyżej 15 MeV można wytwarzać stosując techniki akceleracyjne i reakcje strippingu oraz kruszenia (spalacji). Również neutrony w promieniowaniu kosmicznym mogą osiągać wielkie energie.

12

ROZDZIAŁ III. WYTWARZANIE ROZSZCZEPIENIA

NEUTRONÓW.

REAKCJA

3.1 Słabe źródła neutronowe W najstarszej reakcji jądrowej służącej do wytwarzania neutronów wykorzystywano naturalne źródło alfapromieniotwórcze (polon lub rad) zmieszane z berylem. Neutrony powstawały w reakcji: 9 4

Be+ 42 He→126 C + n

Wkrótce reakcja ta została wykorzystana do wytwarzania kalibracyjnych, bardzo słabych źródeł neutronów. Źródła sporządzano z mieszaniny 1 g radu, którego aktywność (liczba rozpadów na sekundę) wynosi 3,7·1010 Bq [bekereli]1 z kilkoma gramami sproszkowanego berylu. Źródło takie emituje około 107 neutronów prędkich na sekundę. W pierwszej chwili aktywność takiego źródła zmienia się dość szybko, jako że produkty rozpadu radu są także alfa-promieniotwórcze, jednak po kilku miesiącach od wytworzenia źródła staje się ono stabilne. Jeśli źródło sporządzić w taki sposób, aby rad i beryl nie kontaktowały się ze sobą, a więc cząstki alfa nie docierały do berylu, można także otrzymać neutrony (nazywane czasem fotoneutronami) w drodze reakcji 9 4

Be + γ → 48 Be + n

Z naturalnych względów natężenie takiego źródła będzie mniejsze o około rząd wielkości. Reakcję typu (γ,n) obserwujemy także przy naświetlaniu ciężkiej wody, D2O, promieniowaniem gamma, przy czym źródłem promieniowania gamma może być np. izotop 24 Na o okresie połowicznego rozpadu 14,8 godz. Tego typu źródła wzorcowe emitują około 107 neutronów na sekundę. Zaletą źródeł fotoneutronowych jest to, że wytwarzane w nich neutrony są niemal monoenergetyczne. Przykład konstrukcji takiego źródła pokazany jest na rys. 3.1. Oprócz naturalnych źródeł gamma-promieniotwórczych (np. 22Na), izotopy emitujące promieniowanie gamma o dużym natężeniu można wytworzyć w reaktorach jądrowych. Rys. 3.1 Przykładowa konstrukcja2 źródła fotoneutronów, w którym neutrony powstają przez naświetlenie berylu lub deuteru promieniowaniem gamma. 1- sznurek do wyciągnięcia naczynia z substancją promieniotwórczą, 2 nakrętka grafitowa, 3 – rura mosiężna, 4 – cylinder grafitowy, 5 – cylinder berylowy, 6 – źródło promieniowania gamma.

1

w dawniej używanych jednostkach, nie będących jednostkami SI, jednostką aktywności był 1 kiur (Ci) = 3,7·1010 Bq 2 A.Wattenberg, Phys.Rev. 71 (1947) 497

1

Własności niektórych źródeł fotoneutronów podaje Tabela 3.1. Tabela 3.1. Charakterystyki niektórych źródeł fotoneutronów

Źródło 24

Na + D2O Na + Be 56 Mn + D2O 56 Mn + Be 24

Średnia energia neutronów [keV] 220 (20) 830(40) 220 100 (90%) 300 (10%) 130 30 140 620

Okres połowicznego zaniku 14,8 godz 14,8 godz 2,6 godz 2,6 godz

72

Ga + D2O 124 Sb + Be 140 La + D2O 140 La + Be

14 godz 60 dni 40 godz 40 godz

Wydajność źródła [n/s] 8,9·106 7,9·106 4,9·106 8,4·107 3,1·106 1,9·107 2,3·106 1,5·106

Neutrony monoenergetyczne można także wytwarzać przez bombardowanie różnych tarcz cząstkami przyspieszanymi w akceleratorach. Użytecznymi tu reakcjami są np.: 2 1

H + d→ 23 He + n

7 3

Li + p→ 74 Be + n

9 4

Be + d →104 B + n

3 1

H + p→ 23 He + n

3 1

H + d→ 42 He + n

Neutrony tak powstałe mogą mieć niemal dowolne energie (zależne od energii cząstki bombardującej) i świetnie nadają się do badań przekrojów czynnych na reakcje z neutronami.3

3.2 Reakcja rozszczepienia

Zjawisko rozszczepienia jądra uranu po pochłonięciu neutronu zaobserwowali jako pierwsi Otto Hahn (rys. 1.9) i Fritz Strassman (rys. 1.10) w roku 1939. Zauważyli oni mianowicie, że w wyniku oddziaływania neutronu z uranem (Z = 92) pojawiają się w nim ślady baru (Z = 56). Zjawisko to zinterpretowała Lise Meitner, do której zwrócił się Otto Hahn, jej dotychczasowy współpracownik, nie wiedząc w jaki sposób wyjaśnić obserwowane zjawisko. Właśnie Lise Meitner i Otto Frisch wcześnie zrozumieli, że obserwowane zjawisko polega na rozpadzie jądra na dwa fragmenty rozszczepienia, z których każdy ma masę w przybliżeniu równą połowie masy jądra wyjściowego, rys. 3.2. Fragmenty rozszczepienia mogą się różnić od reakcji do reakcji, proces rządzi się w końcu prawami probabilistyki. Typowy rozkład mas fragmentów rozszczepienia izotopu 235U przez neutronu termiczne pokazuje rys. 3.3. Rysunek ten przedstawia krzywą wydajności rozszczepienia, pokazującą procentową wydajność otrzymywania różnych fragmentów w

3

Dziękuję za tę uwagę dr Krzysztofowi Pytlowi z Instytutu Energii Atomowej, Świerk

2

zależności od ich liczby masowej A. Kształt tego rozkładu zmienia się nieco (choć pozostaje on dwugarbnym) dla rozszczepień przy użyciu neutronów prędkich4. Oprócz probabilistycznej natury rozkładu mas, w reakcji rozszczepienia jądra U-235, wywołanego zaabsorbowaniem przez ten nuklid neutronu, pojawia się od zera do ośmiu neutronów - średnio 2,4 neutronu. Neutrony te nazywamy często natychmiastowymi neutronami rozszczepieniowymi. Rzeczywiście, tworzą się one w czasach rzędu 10-14 s. Sama reakcja jest, jak widać, naturalną reakcją mnożącą liczbę swobodnych neutronów. Silna korelacja kierunku emisji neutronów natychmiastowych z kierunkami emisji fragmentów wskazuje, że neutrony natychmiastowe tworzą się już w fazie podziału jądra.

Rys. 3.2 Schematyczny obraz możliwego przebiegu reakcji rozszczepienia

Oczywiście nie tylko neutrony termiczne mogą spowodować rozszczepianie ciężkich jąder. Warunkiem rozszczepienia jest bowiem wniesienie do jądra przez cząstkę bombardującą energii przewyższającej wielkość tzw. bariery rozszczepienia. Przypadek rozszczepiania przy użyciu powolnych neutronów jest jednak o tyle szczególny, że chodzi w nim jedynie o wniesienie do jądra energii równej energii wiązania neutronu. Nuklidami, dla których jest to możliwe są izotopy 233U, 235U i 239Pu – nazywamy je rozszczepialnymi. Jedynym z nich, który występuje w stanie naturalnym jest 235U. Jego zawartość w uranie naturalnym wynosi 0,71%, natomiast reszta, to w zasadzie tylko 238U. Dwa pozostałe nuklidy rozszczepialne, 233U i 239Pu, trzeba sztucznie wytwarzać poddając naświetlaniu wysokoenergetycznymi neutronami odpowiednio 232Th lub 238U. Te dwa izotopy nazywa się z tego względu paliworodnymi. Nic więc dziwnego, że ze względu na łatwość otrzymania 235U, jest on najszerzej wykorzystywany jako paliwo w obecnych reaktorach jądrowych. 4

A.Strzałkowski, Wstęp do fizyki jądra atomowego, PWN, Warszawa (1978)

3

W literaturze anglosaskiej stosuje się określenia fissile oraz fissible lub fissionable. Przez pierwsze (fissile substances) rozumie się substancje, które można rozszczepiać przy użyciu neutronów termicznych. Pozostałe (fissible lub fissionable) potrzebują do rozszczepienia neutronów prędkich, które mogą wnieść energie przekraczające wartości barier rozszczepienia.

Rys. 3.3 Krzywe wydajności (rozkład mas fragmentów) rozszczepienia 235U, 239Pu przez neutrony termiczne i 238U przez neutrony prędkie. Rysunek pokazuje też kilka punktów doświadczalnych (krzyżyki w kółkach) dla rozszczepienia 239Pu przez neutrony prędkie5

Na rys. 3.4-3.7 przedstawiamy zależność przekrojów czynnych na rozszczepienie od energii neutronów dla różnych jąder rozszczepialnych. 5

I. Kaplan, Fizyka Jądrowa, PWN, Warszawa (1957)

4

Rys.3.4 Przekrój czynny6 na rozszczepienie jąder 233U w zależności od energii neutronów od 0,01 do 1 eV

Rys.3.5 Przekroje czynne7 na absorpcję neutronów w 238U i rozszczepienie jądra 235U w funkcji energii neutronów od 0,01 do 1000 eV

6

7

B.Dziunikowski, O fizyce i technice jądrowej, AGH, Kraków (2001) L.Dobrzyński, K.Blinowski, Neutrons and Solid State Physics, Ellis Horwood, New York (1994)

5

Rys. 3.6 Przekroje czynne8 na rozszczepianie izotopów uranu 235U i 238U szybkimi neutronami

Rys. 3.7 Przekrój czynny9 na rozszczepienie izotopu 239Pu przez powolne neutrony o energiach 0,01 do 1 eV

W szczególności zwracamy tu uwagę na licznie występujący rezonansowy charakter przekroju czynnego na rozszczepienie 235U i na absorpcję neutronów w 238U (rys. 3.5), a także na szybki spadek tego pierwszego z energią neutronów. Przy energiach rzędu 1 MeV przekrój czynny na rozszczepienie 235U jest niemal 1000.krotnie mniejszy niż dla neutronów termicznych o energiach rzędu 10 meV, ale pozostaje on wciąż wyższy niż przekrój czynny na rozszczepienie 238U (rys. 3.6). Z kolei, przekrój czynny rozszczepienie 239Pu (rys. 3.7) wykazuje wyraźny charakter rezonansowy dla neutronów o energiach rzędu 0,3 eV. 8 9

L.Dobrzyński, K.Blinowski, Neutrons and Solid State Physics, Ellis Horwood, New York (1994) B.Dziunikowski, O fizyce i technice jądrowej, AGH, Kraków (2001)

6

Widmo energetyczne neutronów otrzymywanych podczas rozszczepienia 235U i 239Pu (widmo natychmiastowych neutronów rozszczepieniowych) pokazane jest na rys. 3.8.

Rys. 3.8 Widmo energetyczne10 natychmiastowych neutronów rozszczepieniowych otrzymanych przy rozszczepieniu 235U (kółka puste) i 239Pu (pełne)

Zauważmy, że fragmenty rozszczepienia będą z reguły dysponowały nadmiarem neutronów w stosunku do liczby protonów, a więc nie będą stabilne. W wyniku posiadanego wzbudzenia będą emitowały promieniowanie beta (wraz z towarzyszącymi mu antyneutrinami elektronowymi) i gamma, stopniowo przekształcając się w jądro stabilne. Przykładem mogącej powstać kaskady przejść jest szereg promieniotwórczy baru pokazany na rys. 3.9. Prócz rozpadu beta może się okazać, że konkurencyjnym dla tego rozpadu jest rozpad z emisją neutronu, jeśli kolejny rozpad beta byłby rozpadem wzbronionym przez reguły mechaniki kwantowej. Emitowane wówczas neutrony nazywamy neutronami opóźnionymi. Opóźnienia te mogą wynosić od ułamka sekundy do minut, a istnienie neutronów opóźnionych jest niesłychanie ważne w prowadzeniu kontrolowanych reakcji rozszczepienia, a więc w sterowaniu reaktorami jądrowymi. Przykładem schematu rozpadu, w którym powstają neutrony opóźnione jest rozpad fragmentu Br, przedstawiony na rys. 3.10. Neutrony opóźnione stanowią ok. 0,73% ogólnej liczby neutronów powstających w procesie rozszczepienia. Obserwacja zaniku w czasie ilości neutronów opóźnionych pozwoliła na podanie charakterystyk podstawowych pięciu grup tych neutronów, patrz Tabela 3.2.

87

10

L.Dobrzyński, K.Blinowski, Neutrons and Solid State Physics, Ellis Horwood, New York (1994)

7

Rys. 3.9 Kaskada przemian beta jądra baru-143 powstałego w wyniku rozszczepienia. Podane na rysunku czasy są okresami połowicznego zaniku. Izotop końcowy neodymu jest już nuklidem trwałym.

87

Br

β

70% -

87

30%

Kr*

n 87

Kr

86

Kr

Rys. 3.10 Schemat rozpadu 87Br, w którym powstają neutronu opóźnione w wyniku rozpadu wzbudzonego jądra 87Kr.

8

Wzbudzone jądro złożone 236U może też „wybrać” inny niż rozszczepienie kanał deekscytacji, a mianowicie – przy słabszych wzbudzeniach - wysłanie kwantu gamma i przejście do swego (niestabilnego) stanu podstawowego, który rozpada się: emitując cząstkę α o energii 4,5 MeV. Okres połowicznego zaniku dla tego rozpadu, to 2,4·107 lat. Należy mieć także świadomość faktu, że neutron może, ale nie musi, być pochłonięty przez jądro 235 U. W szczególności może on ulec rozproszeniu na tym jądrze, choć przekrój czynny na rozproszenie jest ok. 50-krotnie niższy od przekroju czynnego na rozszczepienie. Tabela 3.2. Własności neutronów opóźnionych pochodzących z rozszczepienia 235U 11

T1/2 [s] 0,43 1,52 4,51 22,0 55,6

Średni czas życia Średnia energia [keV] τ [s] 0,62 420 2,19 620 6,50 430 31,7 560 80,3 250 Całkowita wydajność [%]

Wydajność [%] 0,085 0,241 0,213 0,166 0,025 0,730

Sam proces rozszczepienia możemy sobie wyobrazić w następujący sposób: utworzone jądro złożone 236U jest w stanie silnego wzbudzenia, co oznacza, że znajdujące się w nim nukleony mogą silnie oscylować. Oscylacje te mogą prowadzić do deformacji jądra, którego rozpad jest powstrzymywany siłami przyciągania jądrowego. Zgodnie z modelem kroplowym kulisty kształt jądra przed rozszczepieniem będzie uwarunkowany konkurencją odpychających sił kulombowskich i sił napięcia powierzchniowego. W sytuacji drgań wewnątrz kropli wystarczy, aby jakiś fragment jądra oddalił się od drugiego na odległość, w którym siły jądrowe są słabsze, aby odpychające oddziaływanie kulombowskie obu fragmentów przeważyło i układ zaczął się dzielić spontanicznie na dwie „krople” – fragmenty rozszczepienia (rys. 3.2). Zgodnie z modelem kroplowym kulisty kształt jądra przed rozszczepieniem będzie uwarunkowany konkurencją odpychających sił kulombowskich i sił napięcia powierzchniowego. W ramach tego modelu i opartej na nim teorii Bohra i Wheelera (rys. 3.11) energia potencjalna kropli Ep zależy od stopnia naruszenia równowagi pomiędzy siłami napięcia powierzchniowego i siłami kulombowskimi. Po przekroczeniu przez energię wzbudzenia wysokości bariery rozszczepienia Uf niektóre nukleony i skupiska nukleonów oddalają się od siebie na odległości większe niż wynosi zasięg sił jądrowych. Sprzyja to rozpadowi jądra ze względu na wzrost względnej roli odpychania kulombowskiego oraz zmniejszanie się sił napięcia powierzchniowego.

Rys. 3.11 John Wheeler

11

I.Kaplan, Fizyka jądrowa, PWN, Warszawa (1957)

9

Jeśli przez parametr deformacji będziemy rozumieli odległość r pomiędzy środkami dwóch fragmentów jądra, to typowy wygląd zależności energii potencjalnej od parametru deformacji będzie można przedstawić schematycznie jak na rys. 3.12. Gdy r = 0, podczas rozszczepienia jądra o liczbach masowych i atomowych (A,Z) na fragmenty o liczbach (A1, Z1) oraz (A2, Z2) możliwe jest uzyskanie energii E0 = {M(A,Z) - M(A1, Z1) - M(A2, Z2)}·c2 ,

(3.1)

Energia ta równa jest energii stanu podstawowego jądra złożonego powstającego po zaabsorbowaniu neutronu. Jednakże, dzięki energii powierzchniowej, dodatnia wartość energii (3.1) nie wystarcza do rozszczepienia. Aby taki proces był możliwy należy pokonać jeszcze barierę rozszczepienia Uf. Dla pełnego opisu procesu wprowadza się więc tzw. parametr rozszczepienia, zdefiniowany jako pf =

Z2 , A

(3.2)

którego wielkość reguluje wysokość Uf tej bariery. Zmniejsza się ona ze wzrostem parametru rozszczepienia i osiąga zero, gdy pf = 47, co oznacza, że jądra, dla których pf > 47 powinny rozszczepiać się spontanicznie. Istnienie jąder magicznych, a także inne efekty, których nie uwzględnia model kroplowy sprawiają, że powyższą ocenę należy traktować jedynie jako wartość orientacyjną.

E

Uf

rk

Parametr deformacji r Rys. 3.12 Schematyczny przebieg energii potencjalnej podczas procesu rozszczepiania w funkcji parametru deformacji jądra. Gdy parametr deformacji osiąga wartość krytyczną rk oba fragmenty stykają się powierzchniami tylko w jednym punkcie i są gotowe do rozdzielenia się

Zrozumienie takiej właśnie postaci parametru rozszczepienia nie jest trudne. Powstałe w jądrze dwa fragmenty o liczbach atomowych Z1 i Z2 o promieniach odpowiednio R1 i R2

10

(przyjmujemy, że oba jądra mają kształt kulisty) będą się odpychały. Energia ich odpychania kulombowskiego będzie wynosiła Z1 Z 2 e 2 Ec = R1 + R 2

(3.3)

Energia ta powinna przekraczać energię powierzchniową, proporcjonalną do A2/3. Mianownik wyrażenia (3.3) jest w przybliżeniu proporcjonalny do promienia jądra wyjściowego, a więc do pierwiastka trzeciego stopnia z jego liczby masowej. Licznik wyrażenia (3.3) jest z dobrym przybliżeniem proporcjonalny do Z2. Uzasadnia to przyjęcie parametru (3.2) jako tego, który może charakteryzować wysokość bariery rozszczepienia. Dla samorzutnych rozszczepień energia Ec powinna być mniejsza od E0. Energia wnoszona przez neutron równa jest sumie energii wiązania neutronu w jądrze (Eb) i energii kinetycznej neutronu Ek. Ponieważ w procesie tworzenia się jądra złożonego jądro to doznaje odrzutu o energii ER, wzrost energii wewnątrz jądra wynosi

ΔE = Eb + Ek - ER

(3.4)

Dla neutronu termicznego absorbowanego przez 235U możemy zaniedbać energię kinetyczną i energię odrzutu wobec znaczącej energii wiązania neutronu w jądrze złożonym 236U – ok. 6,8 MeV. Energia ta jest zdecydowanie większa od bariery rozszczepienia, dzięki czemu proces rozszczepienia jest niemal natychmiastowy. Zauważmy, że ze względu na znacznie niższą energię wiązania w wypadku reakcji z 238U, wynoszącą jedynie 5,3 MeV, jądro złożone nie rozszczepi się, chyba że neutron wniesie jeszcze odpowiednio wysoką energię kinetyczną, ok. 0,4 MeV, a więc będzie neutronem prędkim. Co ciekawe, jądra uranu, plutonu czy toru nie powinny móc, w ramach przedstawionego wyżej modelu, ulegać samorzutnemu rozszczepieniu. To, że tak w rzeczywistości nie jest wynika z faktu, że model nie uwzględnia w wystarczającym stopniu efektów kwantowych, dzięki którym możliwe jest rozszczepienie przy pomocy efektu tunelowego, takiego samego, jak w wypadku rozpadów α. Na koniec tego paragrafu obliczmy jeszcze energię wydzielaną przy rozszczepieniu jądra 235U przez neutron termiczny. W pierwszym przybliżeniu można ją obliczyć biorąc pod uwagę różnicę mas fragmentów rozszczepienia i masy 236U. Okazuje się, że pomimo istnienia wielu kanałów tego rozszczepienia, ostateczny wynik jest mniej więcej taki sam, tj. około 200 MeV. Energia wiązania na jeden nukleon w 236U, to ok. 7,5 MeV. Energia wiązania we fragmentach rozszczepienia, to ok. 8,4 MeV. Mnożąc różnicę przez 236 nukleonów otrzymujemy właśnie około 200 MeV. Szczegółowy podział tej energii przedstawia się następująco: Energia kinetyczna fragmentów rozszczepienia Energia kinetyczna neutronów natychmiastowych Energia fotonów gamma (średnio 5 fotonów) Energia rozpadów beta (średnio 3 rozpady/fragment) Razem

11

167(5) MeV 5(0,5) MeV 7(1) MeV 17(2) MeV 200(6) MeV

3.3 Uran

Ze względu na szczególną rolę jaką odgrywa uran w naszym wykładzie, chcielibyśmy tu powiedzieć parę słów o tym pierwiastku. Uran jest ciężkim metalem o dużej gęstości, który można znaleźć w większości skał. Odkryty w roku 1789 przez Martina Klaprotha był przez dłuższy czas uważany za pierwiastek, dla którego nie można znaleźć zastosowania. Rys. 3.13 pokazuje wycinek z podręcznika francuskiego (monografii), wydanego w Polsce w 1808 r. W czerwonej ramce zaznaczyliśmy, co jest napisane w tym dziele o uranie. Uwaga, że uran nie znalazł jeszcze zastosowania wskazuje, że Autor zdawał sobie sprawę z tego, że zastosowanie pierwiastka, to tylko kwestia czasu. Z całą pewnością zasługuje także na uwagę notka od tłumacza o załączeniu słownika pozwalającego „tym, którzy nauczywszy się Chiimi podług dawnej nomenklatury, nie mieli dosyć czasu i sposobności uczenia sie yéj z teraźnieyszéj”. Warto zwrócić uwagę na szacunek dla nauki, wyrażający się w pisaniu „Chiimi” z dużej litery, jak i szacunek dla tych, którzy z różnych powodów nie mieli czasu na przyswojenie sobie nowoczesnej nomenklatury.

Rys.3.13 Fragment o uranie z „Filozofii Chimicznej” z roku 1808, kiedy to „jeszcze niemasz z niego użytku”

Około 40 lat później zorientowano się, że dodając uran do szkła można otrzymać interesujący żółtawy kolor (rys. 3.14). Zastosowania w przemyśle jądrowym przyszły odpowiednio później.

12

Rys.3.14 Angielski shaker do koktajli w stylu Art-Deco, czeski kandelabr, wazony i inne przedmioty użytkowe i dekoracyjne z lat 1930.

Uran musiał powstać w wyniku wybuchów supernowych, a biorąc pod uwagę jego okres połowicznego zaniku (4,5 miliarda lat), można oceniać, że powstał ok. 6,5 miliarda lat temu, a więc jakieś 2 miliardy lat wcześniej niż uformowała się Ziemia. Jego łańcuch rozpadu stanowi też główne źródło ciepła ogrzewającego naszą planetę (1 tona uranu generuje moc cieplną około 0,1 W). Dziś typowe koncentracje uranu w skałach nie są wielkie - to kilka części na milion. Można go także znaleźć w morzach i oceanach. Być może z czasem będziemy próbowali odzyskać uran z morza, teraz jednak byłoby to nazbyt kosztowne, a przemysł wydobywczy uranu opiera się na takich samych zasadach ekonomicznych, jak górnictwo węgla. Jak wspomnieliśmy, szczególnie nas interesującym izotopem uranu jest 235U. Jego koncentracja w naturalnym uranie, to zaledwie 0,71%. Ponieważ okres połowicznego zaniku tego izotopu jest krótszy niż dla 238U, wynosi on ok. 0,7 miliarda lat, w trakcie rozwoju Ziemi skład izotopowy uranu musiał się zmieniać, tak więc na początku uran w Ziemi musiał być tym, co nazywamy dziś uranem wzbogaconym i to w stopniu nadającym się do wykorzystania w reaktorach jądrowych. Istotnie, jak się okazało w 1972 r., w miejscowości Oklo w Gabonie (Afryka Zachodnia) odkryto miejsca, w których pracowały takie naturalny reaktory, patrz rys. 3.15. Analiza złoża pokazała, że 2 miliardy lat temu względna zawartość 235U/238U musiała być na poziomie 3-4%, a ta koncentracja jest charakterystyczna dla obecnych reaktorów energetycznych. Wzbogacenie to by nie wystarczyło dla pracy reaktora, gdyby nie właściwe warunki hydrogeologiczne występujące wokół złoża uranowego. Wyprzedzając wykład powiemy, że woda wokół tworzyła jednocześnie moderator i reflektor neutronów pozwalając na kontynuowanie raz rozpoczętej reakcji powielającej. Wypalane paliwo stawało się stopniowo coraz uboższe w 235U. W istocie rzeczy to, co odkryto w roku 1971 w Oklo, było stwierdzeniem znacznie mniejszej koncentracji 235U w uranie niż w innych miejscach na świecie, a więc odkryciem w Oklo istnienia tzw. uranu zubożonego. Jak się ocenia, reaktory (jak dotąd odkryto ich w Oklo siedemnaście) pracowały przez okres około miliona lat. Badania pokazały również, że reaktory w Oklo produkowały też 239Pu, który rozpadał się (przez rozpad alfa) do 235U. 13

Reaktory te były więc prekursorami reaktorów powielających, o których będziemy mieli jeszcze okazję mówić. Jest rzeczą interesującą wspomnieć także, że badania dyfuzji długożyciowych fragmentów rozszczepienia w złożach Oklo pozwalają na ocenę efektywności budowanych obecnie przechowalników odpadów jądrowych.

Rys. 3.15 Pozostałości wypalonego paliwa z naturalnego reaktora w Oklo w tzw. strefie 15; pozostałości jedynego reaktora, który można oglądać pod ziemią, widoczne są jako szaro-zielona skała zawierająca głównie tlenek uranu12

Uran można znaleźć w wielu miejscach na Ziemi. Nawet w Polsce w Kowarach mieliśmy kopalnię uranu, wyeksploatowaną kompletnie w latach 50-tych zeszłego stulecia przez Związek Radziecki. Na ogół uran występuje w postaci rozproszonej, niemniej jednak istnieją złoża uranu, z których wydobywa się rudę uranową. Aby zdefiniować, kiedy mamy do czynienia z rudą, przyjmuje się koszt wydobycia i cenę rynkową metalu13 . I tak np. rezerwy uranu w Australii są oceniane jako 667 000 ton w cenie do 80 USD/kg U. W wypadku Kanady jest to 326 tys. ton. Znaczne ilości rudy uranowej można znaleźć też w Kazachstanie (15% zasobów światowych), Południowej Afryce, Namibii, Brazylii, Rosji i USA. Przy okazji warto wspomnieć, że sprzedaż uranu jest dozwolona tylko do krajów, które są sygnatariuszami Układu o Nieproliferacji Materiałów Jądrowych, i które deklarują, że nabyty uran będzie wykorzystany dla celów pokojowych.

12 13

dzięki uprzejmości Dr. Robert Lossa, www.curtin.edu.au Za www.world-nuclear.org/education/uran.htm

14

ROZDZIAŁ IV. DETEKCJA NEUTRONÓW 4.1 Detekcja neutronów termicznych Neutrony, podobnie jak promieniowanie gamma, nie niosą ładunku elektrycznego, a więc ich rejestracja wymaga wykorzystania oddziaływania pośredniczącego, które wytworzy cząstki naładowane. Jednak w odróżnieniu od np. światła, które może spowodować reakcję chemiczną w emulsji fotograficznej i „zarejestrować” swą obecność w taki właśnie sposób, do rejestracji neutronów należy wykorzystać reakcje jądrowe, w wyniku których powstaną elektrony, protony, cząstki α lub inne cząstki naładowane. Jak to zwykle bywa, sposób detekcji i jej wydajność silnie zależy od energii neutronów, które chcemy rejestrować, stąd też istnieje mnogość różnych rozwiązań technicznych. Przypomnijmy, że w pierwszych eksperymentach Bothego i Beckera, Curie i Joliot oraz Chadwicka rejestracja neutronów była możliwa dzięki zarejestrowaniu protonów odrzutu. Protony te mogły jonizować atomy gazu, w wyniku czego powstawały elektrony, które po przybyciu do anody powodowały zmianę jej potencjału. Detektorem był tu więc zasadniczo tzw. licznik Geigera-Müllera (G-M), a różnica potencjałów między anodą a katodą musiała być większa od ok. 1000 V, aby rozseparowanie ładunków dodatnich i ujemnych następowało z szybkością pozwalającą na zarejestrowanie kolejnych neutronów. Elektron, proton lub jakakolwiek inna cząstka o ładunku elementarnym poruszająca się w kondensatorze o pojemności 1 pF wywołuje zmianę potencjału na okładce kondensatora rzędu 0,1 μV. Jeśli w liczniku G-M napięcie robocze wynosi 1000 V oznacza to zmianę potencjału o jedną dziesięciomiliardową. Aby zatem zarejestrować cząstkę należy dysponować znacznie większymi ładunkami niż pojedyncze elektrony. Jest to możliwe dzięki jonizacjom wtórnym atomów gazu roboczego w detektorze. Na efekt końcowy ma zasadniczy wpływ prędkość neutronu. Im jest ona mniejsza, tym neutron spędza więcej czasu w detektorze i ma większe prawdopodobieństwo wywołania reakcji, w wyniku której powstanie cząstka naładowana. Z dobrym przybliżeniem można powiedzieć, że prawdopodobieństwo detekcji neutronu o energii nawet do kilku megaelektronowoltów jest odwrotnie proporcjonalne do prędkości neutronu. W wypadku powolnych neutronów należy jeszcze pamiętać, że neutron może tracić swoją energię w detektorze wskutek rozproszeń niesprężystych. Proces ten będzie powodował grzanie detektora, jednak tego, skądinąd słabego efektu nie będziemy tu rozpatrywali. Zauważmy, że typowa energia potrzebna do wytworzenia pary jonów w detektorze, to ok. 35 eV. Wynika stąd, że neutrony o energiach mniejszych od tej wielkości nie mogą powodować jonizacji bezpośredniej, nie wspominając już o tym, że taka bezpośrednia jonizacja jest generalnie mało prawdopodobna z racji dużej różnicy mas neutronu i elektronu. Zresztą, jak się okazuje, detektor neutronów, który korzystałby z typowego procesu jonizacji, w którym powstają i rejestrowane są elektrony, musiałby mieć stosunkowo duże wymiary, gdyż gęstość jonizacji byłaby niewielka, a średnia droga swobodna elektronu jest także stosunkowo długa. Tu wygodnymi do spowodowania detekcji są wywołane przez neutrony reakcje jądrowe, w wyniku których powstają hadrony: protony lub cząstki alfa. Oczywiście procesy jonizacji wywołanej cięższymi cząstkami i/lub cząstkami o większym ładunku niż elementarny są znacznie częstsze, gdyż przekrój czynny na jonizację rośnie z kwadratem ładunku. Z grubsza biorąc, cząstka o ładunku ne, gdzie n – liczba całkowita, przelatująca obok ładunku Ze, oddziałuje z nią siłą proporcjonalną do nZe2. Praca wykonywana przez siłę kulombowską będzie także proporcjonalna do tej wielkości i spowoduje zmianę pędu cząstki, a więc i jej

1

energii. Jeśli zmianę pędu oznaczymy jako Δp , to zmiana energii kinetycznej cząstki wyniesie (Δp)2/2m, gdzie m – masa cząstki, a więc będzie proporcjonalna do (nZe2)2. W detekcji neutronów powolnych wykorzystuje się z reguły reakcje jądrowe, o których wspominaliśmy już w rozdziale 2, patrz (2.18): 3 2

He + n → 31 H + p

10 5

B + n → 73 Li + α + 2,79MeV

10 5

B + n → Li + α + 2,31MeV 7 3

7 3

*

(6%) (94%)

(4.1)

Li * → 73 Li + γ (0,48MeV)

a także 6 3

Li + n → 31 H + α + 4,78MeV

(4.2)

We wszystkich tych reakcjach produkowany jest albo proton albo cząstka α. Pierwsza z reakcji (4.1) oraz reakcja (4.2) to procesy najczęściej wykorzystywane w detekcji neutronów termicznych przy użyciu gazowych detektorów proporcjonalnych, napełnianych albo trójfluorkiem boru (BF3) wzbogaconym w izotop 10B, albo helem wzbogaconym w izotop 3He. W pierwszych konstrukcjach detektory były wykonywane w formie cylindrów z cienkim drutem anody w osi cylindra, patrz rys. 4.1. Obudowa detektora była uziemiona, a typowe napięcie robocze wynosiło kilka tysięcy woltów. Wydajność detekcji takich detektorów jest prostą funkcją ciśnienia gazu, odpowiednio unormowanego przekroju czynnego na absorpcję neutronu i długości obszaru czynnego detektora: η = 1 − e − σa pl

(4.3) izolator

izolator anoda

+

Długość czynna l Rys.4.1 Schemat typowego gazowego detektora proporcjonalnego

Jak widać, dla zapewnienia wysokiej wydajności detektora należy albo dysponować detektorem odpowiednio długim, albo też napełniać go gazem pod odpowiednio wysokim ciśnieniem. Ze względu na wyższy przekrój czynny na absorpcję, detektory helowe są na ogół krótsze i wymagają niższych ciśnień. Dzisiejsze detektory w obszarze neutronów termicznych mają wydajności bliskie 100%. Ponadto, odpowiedni układ elektryczny pozwala nie tylko 2

zarejestrować neutron, ale także i miejsce jego rejestracji w detektorze. Detektor o takiej własności nosi nazwę detektora pozycyjnego. Jego ideę przedstawia rys. 4.2. izolator

U1

neutron

katoda

x

U2 l Rys.4.2 Liniowy detektor pozycyjny

Ładunek „rejestrujący się” na anodzie w miejscu x dzieli się na dwa, z których każdy jest odwrotnie proporcjonalny do oporności części drutów odpowiednio o długościach x i l-x. Położenie x można teraz zlokalizować albo z wartości względnego napięcia, tj. x ≈ U 1 /( U 1 + U 2 )

(4.4)

albo z analizy kształtu impulsu, którego narastanie jest proporcjonalne do odległości x. Można w ten sposób uzyskać przestrzenną zdolność rozdzielczą rzędu 1 mm przy wydajności detekcji rzędu 80%. Dalsze usprawnienie tego typu detektora, to detektor pozycyjny dwuwymiarowy, a także detektor pozycyjny wygięty w taki sposób, że tworzy wokół badanej próbki łuk okręgu (detektor typu „banan”). Następną grupą detektorów, o której chcemy wspomnieć, to grupa detektorów zwanych komorami rozszczepieniowymi. Detektory te wykorzystują zjawisko rozszczepienia zainicjowane pochłonięciem neutronu. Fragmenty rozszczepienia są właśnie tymi cząstkami, które są odpowiedzialne za pierwotną jonizację ośrodka komory. Jako jąder rozszczepialnych można tu użyć więc izotopów 233U, 235U, 237Np czy 239Pu. Konstrukcja detektora jest stosunkowo prosta (rys. 4.3). Na płytkę w komorze naniesiona jest cienka warstwa materiału rozszczepialnego. Ponieważ wszystkie wymienione wyżej materiały są alfapromieniotwórcze, układ zbierający musi umieć oddyskryminować efekt przyjścia neutronu, a więc jonizacji wywołanej powstaniem fragmentów rozszczepienia, od sygnału związanego z jonizacją wywołaną cząstkami alfa. Z powodów wyjaśnionych wyżej, fragmenty rozszczepienia będą znacznie efektywniej jonizowały ośrodek detektora niż cząstki alfa. Aby więc efekt szybszych cząstek alfa zmniejszyć, gaz w komorze powinien mieć niewielką objętość, tym bardziej, że fragmenty rozszczepienia zatrzymują się już na bardzo bliskich odległościach od miejsca ich powstania (ich zasięg w powietrzu to zaledwie ok. 2 cm). Gazem roboczym w komorze może być np. argon. Ciśnienie gazu jest rzędu kilku megapaskali1 . Typowe grubości materiału rozszczepialnego są niewielkie i wynoszą ok. 100 μg/cm2. Wydajności tego typu detektorów więc także nie mogą być duże, choćby dlatego, że przez tak cienkie warstwy większość neutronów przeniknie bez wywoływania rozszczepienia, i wynoszą na ogół ok. 1%. Niska wydajność może być jednak zaletą, jeśli się chce 1

R.A.Nobles, A.B.Smith, Nucleonics 14 (1956) 60

3

monitorować strumień wiązki lub użyć takiej komory do pomiaru strumieni neutronów wewnątrz reaktora. Przy silnych strumieniach bowiem czas martwy typowego licznika gazowego jak BF3 nie będzie pozwalał na zarejestrowanie wszystkich neutronów. Jak mówimy, licznik by się „zatykał”. Tu jednak przy dużych częstościach zliczeń następuje automatyczne przejście na pomiar natężenia prądu w komorze.

osłona

anoda

+ Elektroda pokryta 235U Rys. 4.3 Schemat ideowy komory rozszczepieniowej

Kolejną grupę detektorów stanowią detektory scyntylacyjne. Detektory te były i są standardowo używane do detekcji promieniowania gamma, alfa i beta. Okazały się one także bardzo przydatne wszędzie tam, gdzie energia neutronu wyznaczana jest przez pomiar czasu przelotu od miejsca jego emisji do detektora.

Foton padający

Fotokatoda

Elektrony

Anoda

Scyntylator

Foton światła widzialnego

Elektroda ogniskująca

Dynoda

Obudowa fotopowielacza

Rys. 4.4 Schemat ideowy detektora scyntylacyjnego

Stosunkowo duże rozmiary detektorów gazowych powodują, że tam, gdzie jest nam potrzebna wysoka czasowa zdolność rozdzielcza, istnieje potrzeba efektywnej rejestracji neutronów w granicach 1 mm. Rozmiar detektora gazowego o takiej długości czynnej nie pozwoliłby na prowadzenie rejestracji z sensowną wydajnością i tu właśnie przydają się detektory scyntylacyjne. Detektory te, a w każdym razie ich robocza warstwa, wykonywane są w postaci szkła lub plastiku zawierającego bądź izotop 10B, bądź 6Li. W wyniku absorpcji neutronu powstała cząstka naładowana wywołuje w ośrodku scyntylatora fluorescencję. Kwanty światła wnikają następnie do fotopowielacza przez fotokatodę, w której ich energia

4

służy do wybijania elektronów z materiału fotokatody. Te elektrony z kolei są przyspieszane w polach elektrycznych pomiędzy dynodami 2 fotopowielacza, powodując lawinę uwalnianych z kolejnych dynod elektronów, dzięki czemu fotopowielacz wzmacnia sygnał początkowy miliony razy. Schemat ideowy układu pokazuje rys. 4.4. W pierwszych scyntylatorach, łatwych do samodzielnego wykonania, mieszało się siarczek cynku (ZnS) z B2O3. W wyniku reakcji (n,α) na izotopie 10B powstawały wysokoenergetyczne cząstki alfa. Około 20% energii tych cząstek było przekształcanych na energię świecenia fluorescencyjnego. Ze względu na megaelektronowoltowe energie cząstek, w scyntylatorze powstawać mogło około 105 fotonów z zakresu widzialnego, ich większość jednak była tracona wskutek naturalnych procesów absorpcyjnych, a także niskiej wydajności fotokatody. Ogólna wydajność układu była jednak niższa niż dla np. typowego gazowego detektora BF3. Obecnie najczęściej używane są detektory plastikowe zawierające izotop 6Li, a przebieg reakcji opisuje wzór (4.2). Jak z niego wynika, ciepło reakcji jest wysokie, bo aż 4,8 MeV, tak więc można wygenerować w układzie wiele fotonów. Przy grubości scyntylatora 23 mm można dziś rejestrować neutrony termiczne z wydajnością przekraczającą 90%. Pomimo wielu zalet, detektory scyntylacyjne mają jedną wadę, a mianowicie czułość na promieniowanie gamma. Dzięki temu, że kształt sygnału wywołanego tym promieniowaniem i neutronem jest różny, przy nie nazbyt silnych strumieniach fotonów amplitudy pochodzących od nich impulsów są mniejsze od amplitud impulsów pochodzących od neutronów, można więc przez dyskryminację amplitud uzyskać zliczanie tylko impulsów pochodzących od neutronów. Oczywiście wydajność kryształu, szkła lub plastiku stanowiącego scyntylator rośnie z grubością od wartości zerowej aż do 100%. Niemniej jednak, jak zwykle, o zastosowaniu takiej a nie innej grubości decyduje cel, dla którego zdecydowaliśmy się użyć właśnie danego typu detektora. Kończąc ten krótki przegląd metod detekcji nie sposób nie wspomnieć o rejestracji neutronów metodami fotografii konwencjonalnej lub cyfrowej. Ponieważ w szeregu reakcjach z neutronami powstaje promieniowanie gamma, to promieniowanie to można zarejestrować na filmie rentgenowskim lub korzystając z bardziej współczesnego dziś narzędzia, jakim jest kamera CCD 3 . Jeśli tak, to można zobaczyć obraz wiązki neutronów np. przechodzącej przez interesujący nas obiekt, tj. prześwietlić go na podobieństwo typowego prześwietlenia rentgenowskiego. Podobnie, jak w wypadku szkieł i plastików w detektorze scyntylacyjnym, tak i tu konwerterami neutronów, tj. materiałami przekształcającymi neutrony w promieniowanie gamma, są substancje zawierające izotopy litu lub boru. Takim konwerterem jest np. 6LiF zmieszany z ośrodkiem, w którym łatwo wzbudzić fluorescencję, jak np. w ZnS. Innym rozwiązaniem może być wykorzystanie materiałów silnie pochłaniających neutrony niskoenergetyczne, jak np. kadm czy gadolin. Film rentgenowski umieszczony za folią z kadmu lub gadolinu odtworzy więc rozkład neutronów we wiązce padającej na film.

4.2 Metody aktywacyjne

Opisane w tym paragrafie metody dotyczą obrazowania rozkładu gęstości strumienia neutronów, jak i pomiar tego rozkładu. Jeśli neutrony mają większe energie, to dobrymi konwerterami stają się materiały zawierające srebro, złoto lub ind. Powyższe materiały aktywują się w strumieniu neutronów i korzystamy z nich na ogół do rejestracji wysokich System elektrod , z których każda kolejna znajduje się na wyższym potencjale, tak że elektrony w przestrzeni między kolejnymi dynodami są przyspieszane proporcjonalnie do różnicy potencjałów na tych dynodach 3 Od ang. Charge Coupled Device 2

5

strumieni neutronów. Obrazowanie jest możliwe dzięki fotonom promieniowania gamma powstającego w wyniku aktywacji: fotony te mogą bowiem zaczerniać film rentgenowski. Podobnie, jak w detektorach gazowych, tak i tu przekrój czynny na wychwyt neutronu jest odwrotnie proporcjonalny do prędkości neutronów. Jest rzeczą istotną, aby stosowane do aktywacji folie nie zawierały izotopów pochłaniających rezonansowo neutrony w obszarze mierzonych energii, gdyż taki wychwyt może zdeformować rozkład przestrzenny wiązki. W praktyce uniknięcie rezonansowego pochłaniania neutronów jest prawie niemożliwe ze względu na bardzo wysokie przekroje czynne na takie pochłanianie. Dlatego też stosuje się często folie bardzo cienkie i dodatkowo z rozcieńczoną zawartością materiału poddanego aktywacji (przykładem może być folia Al zawierająca 0,1% Au) 4 . Zaaktywowaną folię (np. indową) kładziemy następnie na film rentgenowski, który ulega zaczernieniu zgodnie z przestrzennym rozkładem wiązki. W Tabeli 4.1 podajemy przykłady użytecznych izotopów wraz z ich zawartością w naturalnym składzie izotopowym danego pierwiastka, przekrojami czynnymi na aktywację i średnimi czasami życia. Tabela 4.1 Izotopy użyteczne w technice aktywacyjnej 5

Materiał 55 Mn 103 Rh 107 Ag

Zawartość [%] 100 100 51,35

109

48,65

113

4,23

Ag In

115

95,77

197

100

In Au

σakt [b] 13,4(3) 12 (2) 140(30) 45(4) 3,2(4) 110(20) 56(12) 2,0(6) 155(10) 52(6) 96(10)

τ 3,7 godz. 6,5 min 63,5 s 3,3 min 389 dni 34,9 s 70,7 dni 103 s 78,1 min 18,7 s 3,9 dni

Do szybkiego obrazowania używa się także kamer polaroidowych i wspomnianych wyżej kamer CCD. Dla ilustracji metody pomiaru gęstości strumienia neutronów w reaktorze Φ = nv (gdzie v – prędkość neutronów, a n – liczba neutronów na cm3, pokażemy w jaki sposób można go wyznaczyć metodą aktywacyjną. Niech folia ma powierzchnię 1 cm2 i grubość x, a gęstość jąder wynosi N/cm3. Taka folia wychwytuje neutrony z prędkością nvσaktNx, gdzie σakt oznacza przekrój czynny na aktywację. Załóżmy, że naświetlanie prowadziliśmy do uzyskania pełnego nasycenia, tzn. uzyskania stałej szybkości zliczeń C0. Niech rozpad promieniotwórczy zaaktywowanej folii odbywa się z wydajnością ε, co oznacza to, że wychwyt neutronów zachodził z prędkością R = C0/ε. Gdyby proces naświetlania był krótszy, szybkość zliczeń byłaby odpowiednio niższa ze względu na proces rozpadu promieniotwórczego i wynosiłaby C = C0(1-e-t/τ)

4 5

(4.5)

Podziękowania należą się p. dr Krzysztofowi Pytlowi za zwrócenie mi uwagi na tę sprawę. L.F.Curtiss, Introduction to Neutron Physics, D.van Nostrand Co., Inc., Princeton (1962)

6

A zatem, jeśli pomiar natężenia emitowanego promieniowania zaczęliśmy w chwili t1 od ukończenia procesu aktywacji, a zakończyli w chwili t2, a liczba zliczeń z powierzchni 1 cm2 wyniosła I, to C0 =

(

τe

I − t1 / τ

−e

−t 2 / τ

)(1 − e ) , −t / τ

(4.6)

gdzie t – czas naświetlania. Ostatecznie, strumień neutronów wynosi więc Φ=

(C 0 / ε ) σ akt Nx

(4.7)

W praktyce należy mieć świadomość, że taki prosty wynik otrzymujemy przy milczącym założeniu, że folia jest na tyle cienka, że nie musimy uwzględniać efektów samopochłaniania (w wypadku indu jest to ok. 100 mg/cm2. Należy również uwzględnić fakt, że silne pochłanianie neutronów przez ind powoduje, że strumień wokół indu jest efektywnie zmniejszony, niemniej jednak dla cienkich folii otrzymany wyżej wynik jest dobry).

Rys. 4.5 Całkowite przekroje czynne kadmu i indu w obszarze energii neutronów poniżej 100 eV

Na rys. 4.5 pokazujemy przebieg całkowitych przekrojów czynnych w funkcji energii neutronów w obszarze energii do kilkudziesięciu elektronowoltów. Widać wyraźnie, że ind pochłania rezonansowo neutrony o energii 1,44 eV i generalnie silnie pochłania neutrony o energiach poniżej ok. 2 eV. W tym obszarze energii bowiem przekrój czynny wynosi około 100 barnów lub więcej. Ind aktywuje się w strumieniu neutronów, tj. staje się promieniotwórczy. Z kolei kadm wykazuje wyraźne maksimum rezonansowe przy energii 0,18 eV, jego zaś silne pochłanianie widać w obszarze energii neutronów poniżej ok. 0,5 eV. Pochłanianiu temu towarzyszy spontaniczna emisja promieniowania gamma – kadm nie aktywuje się. A zatem, jeśli przez określony czas zbadamy aktywność indu po naświetleniu,

7

będziemy mogli obliczyć jego aktywność nasycenia. Ponieważ przekrój czynny na pochłanianie neutronów jest znany, możemy obliczyć strumień neutronów o energii poniżej 2 eV. Jeśli teraz otoczymy folię indową folią kadmową, kadm pochłonie neutrony o energiach poniżej 0,5 eV, tak więc do indu będą dochodziły neutrony o energiach wyższych. Tym razem otrzymamy z badania aktywności indu aktywność nasycenia, a z niej wartość strumienia neutronów w obszarze 0,5-2 eV. Odejmując ten wynik od poprzedniego otrzymamy strumień neutronów o energiach poniżej 0,5 eV. Innymi typowymi foliami używanymi do aktywacji służącej do wyznaczenia strumienia neutronów termicznych szczególnie na wiązkach poziomych (o wyprowadzaniu neutronów kanałami poziomymi z reaktora powiemy w rozdziale VI) są folie dysprozu i złota. W wypadku pomiaru strumienia neutronów wewnątrz reaktora stosujemy folie o mniejszych przekrojach czynnych na aktywację, np. folie Cu i Co. Dla wyznaczenia gęstości strumienia neutronów epitermicznych aktywuje się równocześnie folię Au w osłonie kadmowej.

4.3 Rejestracja neutronów o energiach 10 eV – 100 keV

W zasadzie wszystkie opisane wyżej detektory są bardzo użyteczne w obszarze energii neutronów termicznych. Jednak już w zakresie energii 10 – 105 eV pojawiają się trudności w skonstruowaniu dobrego detektora, gdyż wszystkie potrzebne tu przekroje czynne są niewielkie, a więc materiał roboczy musi być odpowiednio gruby. Jeśli jednak jest gruby, to powstałe w nim cząstki naładowane ulegają silnej absorpcji w samym materiale detektora. W takiej sytuacji należy wykorzystywać materiały, w których pochłanianiu neutronów towarzyszy powstawanie promieniowania gamma. Tu właśnie może okazać się bardzo przydatną reakcja, w której tworzy się wzbudzony 7Li, a jego deekscytacji towarzyszy foton o energii 480 keV, patrz ostatnie dwie reakcje (4.1). Warstwa 10B, która silnie pochłania neutrony o energiach poniżej 1 eV, staje się – przy odpowiednio dobranej grubości - przezroczysta dla neutronów o energiach wyższych od 10 eV. Wykorzystując deekscytację wzbudzonego jądra litu jedynym problemem staje się efektywna rejestracja fotonu gamma. Do tego celu możemy wykorzystać typowy NaI(Tl) z szybkim czasem narastania impulsu i jednokanałowym analizatorem amplitudy, wybierającym kanał, w którym prowadzi się rejestrację fotonów o energii 480 keV. Takie rozwiązanie z jednokanałowym analizatorem jest również wygodne z tego względu, że zmniejsza tło pomiarowe i wpływ promieniowania kosmicznego na wynik pomiaru. Konstrukcja detektora może więc wyglądać, jak na rys. 4.6. Wydajność takiego układu, mimo wszystko, nie jest wysoka – zaledwie dziesiąte części procenta i dość szybko spada ze wzrostem energii powyżej ok. 5 keV, tak więc efektywnie można go używać raczej do rejestrowania neutronów o energii do ok. 10 keV niż do 100 keV. Oczywiście zamiast detektora scyntylacyjnego możemy użyć detektora półprzewodnikowego o wysokiej energetycznej zdolności rozdzielczej i zbudować układ absorbentów, które będą aktywowały się w strumieniu neutronów, a następnie znając charakterystyczne energie promieniowania gamma dla powstających izotopów obliczyć ich aktywności, a stąd względną zawartość neutronów o określonych energiach. Opisane wcześniej metody aktywacyjne dobrze sprawdzają się w sytuacjach, w których chcemy określić średni w czasie strumień neutronów. Do sterowania reaktorem potrzebny jest jednak pomiar chwilowego strumienia neutronów. Strumień ten, rzędu 1014 n/cm2s, jest zbyt wielki, aby można było myśleć o zliczaniu pojedynczych neutronów. Tu właśnie znakomicie

8

sprawdza się komora rozszczepieniowa, którą opisaliśmy w paragrafie 4.1. Jednak w tym konkretnym wypadku należy mieć na uwadze, ze oprócz neutronów, do komory dociera potężny strumień kwantów gamma. Z tego względu najczęściej stosuje się tzw. skompensowane komory, w których oprócz elektrody z pokryciem rozszczepialnym znajduje się analogiczna elektroda bez pokrycia uranowego, układ pomiarowy zaś mierzy sygnał różnicowy. W tej komorze generowany prąd jest proporcjonalny wyłącznie do natężenia promieniowania γ. Sygnał różnicowy z obu komór wskazuje więc sygnał pochodzący tylko od neutronów.

Pojemnik z 10B

Osłony ołowiane

scyntylator fotopowielacz

Rys. 4.6 Układ do detekcji neutronów o energii 10 eV – 10 keV wykorzystujący deekscytację wzbudzonego jądra litu

Detektorem neutronów, który w pewnym sensie łączy w sobie metodę aktywacyjną i komorę jonizacyjną jest tzw. kolektron, zwany też komorą β-prądową lub detektorem samozasilającym się. Jego schemat pokazany jest na rys. 4.7.

emiter

obudowa

izolator Rys. 4.7 Schemat ideowy kolektronu

9

W wyniku aktywacji materiału emitera (np. Rh lub V) powstaje izotop β-promieniotwórczy. Emitowane elektrony docierają przez cienką warstwę izolatora do metalicznej obudowy. Miernik prądu włączony pomiędzy obudowę a emiter pokazuje przepływ prądu proporcjonalny do gęstości strumienia neutronów. Czułość takiego układu na zmianę strumienia neutronów jest podyktowana okresem połowicznego zaniku powstającego izotopu promieniotwórczego (w wypadku rodu 42 s). Mała średnica kolektronu (ok. 5 mm, choć są i takie o średnicach poniżej 2 mm) nie zaburza strumienia neutronów, natomiast używany materiał jest wystarczająco odporny na działanie wysokich temperatur, aby mógł być stosowany do pomiarów w rdzeniu reaktora.

4.4 Rejestracja neutronów prędkich

Przekroje czynne na aktywację neutronami prędkimi o energiach rzędu 1 MeV są niewielkie, z reguły poniżej 1 barna, a często poniżej nawet 0,1 b. Eliminuje to możliwość efektywnej detekcji przy użyciu metod aktywacyjnych. W tym obszarze energii bardzo użyteczną rzeczą staje się wykorzystanie protonów odrzutu powstających podczas rozpraszania neutronów na protonach, a więc w materiale zawierającym protony jak np. parafina. Dla energii 1 MeV, przekrój czynny na rozproszenie wynosi bowiem 4 barny i dopiero dla energii 10 MeV spada on do 1 barna. Wykorzystanie opisanego mechanizmu powstawania protonów odrzutu, które będą następnie emitowane np. z parafiny nie jest jednak ani bezpośrednie, ani bardzo proste. Po pierwsze musimy dobrze opisać proces przebiegu protonów w samej parafinie, w której protony będą traciły energię na jonizację. Zgodnie z formułą Bethego, zdolność hamowania cząstki opisana jest relacją: −

dE 4πe 4 z 2 ZN = dx mv 2

⎡ ⎤ 2mv 2 − β 2⎥ ln ⎢ 2 ⎣ I 1− β ⎦

(

)

(4.8)

gdzie ze - ładunek cząstki, m – masa elektronu, N – liczba atomów w 1 cm3, Z – liczba atomowa absorbenta, v – prędkość cząstki, I – średni potencjał jonizacyjny dla atomów absorbenta, β = v/c, gdzie c - prędkość światła. Podczas zderzenia neutronu o energii En z protonem, przy kącie odrzutu Θ w układzie laboratoryjnym (rys. 4.8), energia Ep, którą dostaje proton odrzutu wynosi x Ep = Encos2Θ

p

Θ

neutron

W układzie środka mas 6 :

Ep = n

t

(4.9)

1 E n (1 − cos ϕ ) , 2

(4.10)

Rys. 4.8 Schemat rozpraszania neutronu na protonie wewnątrz absorbenta o grubości t.

Rozpraszanie neutronów na jądrach o dowolnej liczbie masowej w układzie środka mas będzie szczegółowo omówione także w rozdziale VI.

6

10

gdzie ϕ wspólny kąt rozpraszania dla neutronu i protonu. Prawdopodobieństwo otrzymania przez proton energii w przedziale (E, E+dE) wynosi w układzie środka mas P( E )dE =

σ (ϕ ) ⋅ 2π sin ϕdϕ σs

(4.11)

gdzie σ (Θ) jest różniczkowym przekrojem czynnym na rozproszenie, a σ s - całkowitym przekrojem czynnym na rozproszenie.

Z (4.10) mamy dE ≡ dE p =

En sin ϕdϕ , 2

(4.12)

a więc P( E ) =

σ (ϕ ) 4π σ s En

(4.13)

Ponieważ w układzie środka mas mamy symetrię sferyczną, pierwszy czynnik w (4.13) równa się 1/4π, a zatem ostatecznie: P( E ) =

1 En

(4.14)

Oczywiście powyższy wzór obowiązuje tylko dla energii E co najwyżej równych En. Dla wyższych energii takie prawdopodobieństwo musi być zerowe. O ile E jest energią protonu bezpośrednio po zderzeniu, aby ocenić natężenie rejestrowanych protonów należy znać ich energię U poza materiałem (radiatorem). Niech więc f(U) oznacza różniczkową funkcję rozkładu energii, unormowaną taki sposób, aby dawała ona liczbę protonów odrzutu w jednostkowym przedziale energii, podzieloną przez całkowitą liczbę protonów odrzutu. Z kolei niech całkowa funkcja rozkładu F(U) oznacza część całkowitej liczby protonów odrzutu o energii większej niż jakaś zadana wielkość. Jeśli detektor protonów może rejestrować protony o energiach większych od pewnej wartości minimalnej M, to F(U) oznaczać będzie efektywność rejestracji protonów o energiach większych od U=M. W obliczeniach warto posługiwać się wielkościami względnych energii, tj. U/En. I tak, w gazie mamy ⎛ U f ⎜⎜ ⎝ En

⎞ ⎛ U ⎟⎟d⎜⎜ ⎠ ⎝ En

⎞ ⎟⎟ = P(E)dE ⎠

(4.15)

a więc f ( U / E n ) = P(E )E n

11

dE dU

(4.16)

oraz ⎛ U F⎜⎜ ⎝ En

1 ⎛ U ⎞ ⎟⎟ = ∫ f ⎜⎜ ⎠ U '/ E n ⎝ E n

⎞ ⎛ U ⎟⎟d⎜⎜ ⎠ ⎝ En

⎞ ⎟⎟ , ⎠

(4.17)

gdzie U’ jest dowolną wartością U. Jeśli teraz przez wydajność radiatora będziemy rozumieli jako średnią liczbę protonów odrzutu przypadającą na jeden neutron padający na radiator: ε(E n ) = tQσ s (E n ) ,

(4.18)

gdzie t – grubość radiatora w mg/cm2, Q – liczba atomów wodoru na jednostkę masy, a σs(En) – przekrój czynny na rozproszenie, to dla skolimowanej wiązki monoenergetycznych neutronów padających prostopadle na powierzchnię radiatora szybkość zliczeń detektora wyniesie: ⎛M N = ε(E n )F⎜⎜ ⎝ En

⎞ ⎛M ⎟⎟ = tQσ s (E n )F⎜⎜ ⎠ ⎝ En

⎞ ⎟⎟ ⎠

(4.19)

W gazie energia odrzutu równa jest całkowitej energii odrzutu, tj. E = U, mamy f ( U / E n ) = 1 dla E ≤ En

(4.20)

f ( U / E n ) = 0 dla E > En

(4.21)

oraz

a ponadto, zgodnie z (4.17): ⎛ U F⎜⎜ ⎝ En

⎞ U' ⎟⎟ = 1 − En ⎠

(4.22)

Zatem w pierwszym przybliżeniu szybkość zliczeń można obliczyć z relacji: ⎛ M N = tQσ s (E n )⎜⎜1 − ⎝ En

⎞ ⎟⎟ ⎠

(4.23)

Jeśli absorbent jest wystarczająco cienki możemy uznać, że wychodzą z niego wszystkie protony odrzutu. Droga tych protonów wyniesie wewnątrz absorbenta (rys. 4.8) x/cosΘ. Jeśli na zewnątrz proton o energii U przebiega drogę R(U), to całkowita droga protonów od miejsca odrzutu do miejsca rejestracji wynosi R( E ) =

E x + R(U ) = x n + R(U ) cos Θ E

(4.24)

Część protonów wychodzących z absorbenta i mających energię większą od U wyniesie 1 F (U ) = tE n

En

∫ xdE

U

12

(4.25)

Z dobrym przybliżeniem możemy założyć, że relacja pomiędzy całkowitym przebiegiem R(E) a energią może być zapisana jako R(E) = kEm

(4.26)

gdzie k i m są stałymi, które należy dopasować do istniejących danych doświadczalnych. Jeśli teraz przez R0(En) oznaczymy drogę protonu o energii równej energii neutronu, to otrzymamy x = R0

E En

⎡⎛ E ⎢⎜⎜ ⎢⎣⎝ E n

m

⎞ ⎛ U⎞ ⎟⎟ − ⎜⎜ ⎟⎟ E ⎠ ⎝ n⎠

m

⎤ ⎥ ⎥⎦

(4.27)

Jeśli przez E’ oznaczymy energię protonów, dla których x = t, to można pokazać, że szybkość zliczeń dla En ≥ E’ będzie wynosiła ⎡ ⎛M 4m N = kQσ s (E n ) ⎢ M m ⎜⎜ ⎢ 6m + 9 ⎝ En ⎣

⎞ ⎟⎟ ⎠

3

2

2 ⎛ 2 ⎞⎛ E' E' m − M m ⎟⎜⎜ +⎜ 3 ⎝ 2m + 3 ⎠⎝ E n

⎞ ⎟⎟ ⎠

3

2

t⎛ E' + ⎜⎜1 − k ⎝ En

⎞⎤ ⎟⎟⎥ , (4.28) ⎠⎥⎦

a dla En ≤ E’ ⎧ ⎡ 4m ⎛ M ⎪ 2 ⎜⎜ N = kQσ s (E n )⎨ E mn + M m ⎢ 2 m 3 + 6 m + 9 ⎢ ⎝ En ⎪⎩ ⎣

⎞ ⎟⎟ ⎠

3

2

⎫ 2 ⎤⎪ − ⎥⎬ 3 ⎥⎪ ⎦⎭

(4.29)

Jeśli R(E) wyrazimy w mg/cm2, to typowe wartości współczynników k i m dla protonów przechodzących przez parafinę będą wynosiły k = 1,9, m=1,72. W zasadzie aż do energii E’ natężenie rośnie z energią neutronów, potem zaś stopniowo opada. Neutrony o wysokich energiach można też rejestrować przy użyciu detektorów gazowych, jednak w tym wypadku miejsce BF3 lub 3He zajmuje bardzo dobrze oczyszczony gaz szlachetny, np. krypton, do którego dodaje się np. metanu, jako nosiciela wodoru, a więc protonów. Ciśnienie takiego gazu powinno być z naturalnych względów wysokie i rzeczywiście wynosi ono 5000 –6000 hPa. Konieczność posiadania w detektorze czystego gazu każe konstruować detektor przepływowy, a potrzeba osiągnięcia odpowiednio wysokiej wydajności zliczeń każe budować detektor o stosunkowo dużej objętości. Schemat jednego z pierwszych detektorów tego typu 7 przedstawiamy na rys. 4.9. W objętości detektora znajdujemy wiele drutów anodowych (pozwala to obniżyć napięcie zasilania każdego z nich) przedzielonych elektrodami zbierającymi ładunek. Napięcie zasilania w tym detektorze wynosiło 3400 V, metan zaś znajdował się pod ciśnieniem ok. 1200 hPa. Wydajność detektora dla neutronów o energiach 0,3 do 10 MeV wynosiła ok. 0,17%, sam zaś detektor miał wszelkie charakterystyki typowe dla gazowych detektorów proporcjonalnych, w tym słabą czułość na promieniowanie gamma. Możliwa jest również konstrukcja detektorów scyntylacyjnych na szybkie neutrony, jeśli wykorzysta się protony odrzutu, a następnie medium scyntylujące jak np. ZnS. Plastikowe 7

C.R.Sun, J.R.Richardson, Rev. Sci. Instr. 25 (1954) 691

13

scyntylatory okazują się wydajniejszymi od detektorów gazowych. W tym wypadku sztuka konstrukcji detektora polega na użyciu takiego scyntylatora, który będzie dawał silniejsze scyntylacje od protonów odrzutu niż od elektronów powstających z jonizacji ośrodka promieniowaniem gamma. Protony odrzutu, a właściwie ich ślady, można też obserwować w komorze Wilsona napełnionej odpowiednim gazem. Metody obserwacji i pomiaru śladów są obecnie już metodami mającymi znaczenie raczej historyczne. Ponieważ w energetyce jądrowej, która będzie przedmiotem rozważań w niniejszym wykładzie, nie mamy do czynienia z neutronami o bardzo wysokich energiach, ich detekcją nie będziemy się zajmować.

Wyjście elektrod zbierających

Wysokie napięcie

izolatory

Siatka elektrod

Rys. 4.9 Schemat detektora gazowego do rejestracji szybkich neutronów

4.5 Detektory progowe

Wiele reakcji jądrowych z neutronami zachodzi dopiero po przekroczeniu przez neutrony pewnych wartości progowych. Progi, o których tu mówimy znajdują się w obszarze od setek keV do 20 MeV, choć można znaleźć też reakcje wymagające wyższych progów. Jeśli w wyniku reakcji pojawia się jądro promieniotwórcze, można zbadać wprowadzoną aktywność, a przy użyciu detektorów o różnych progach można wyznaczyć rozkład widmowy neutronów

14

ze źródła, np. reaktora jądrowego. Np. przekrój czynny na reakcję 28Si(n,p)28Al ma kilka wyraźnych maksimów. Wprawdzie przekrój czynny jest tu niewielki w porównaniu z przekrojem czynnym na aktywację neutronami termicznymi, niemniej jednak jego zależność od energii neutronu pozwala na dokonanie potrzebnego pomiaru, choć dokładność tego pomiaru nie jest wysoka. W cytowanej już monografii Curtissa podany jest następujący przykład wykorzystania detektora progowego opartego o reakcję 32S(n,p)32P, dla której pierwszy próg wynosi 1 MeV, a drugi, zdecydowanie bardziej efektywny - 2,5 MeV. Izotop 32P jest beta-promieniotwórczy, użyta zaś próbka siarki ma grubość mniejszą od zasięgu promieniowania beta w 32P, tak więc wprowadzona aktywność osiągnie aktywność nasycenia zależną tylko od wielkości płaszczyzny próbki. Aby dokonać kalibracji detektora naświetla się próbkę fosforu o identycznych rozmiarach znanym strumieniem neutronów termicznych, dla których dobrze znamy liczbę powstających izotopów 32P w reakcji 31P(n,γ)32P o przekroju czynnym 0,32 b. Dla energii przekraczającej podany wyżej próg reakcji przekrój czynny na reakcję 32S(n,p)32P wynosi 0,03 b. Ze stosunku aktywności fosforu i siarki w nieznanym strumieniu neutronów (mierzymy zawsze promieniowanie beta wychodzące z powierzchni grubej próbki) można więc obliczyć wartość nieznanego strumienia neutronów prędkich o energiach wyższych niż próg reakcji. Tabela 4.2 podaje charakterystyki reakcji progowych kilku izotopów, które są wykorzystywane w detektorach progowych opartych na reakcji (n,p). Wyższe (od ok. 10 MeV do 20 MeV) energie progowe obserwowane są z reguły dla reakcji typu (n,2n). Tabela 4.2 Charakterystyka niektórych izotopów używanych w detektorach progowych opartych na reakcjach typu (n,p)

Izotop

Próg [MeV]

24

4,9 1,96 0,97 1,0 1,1 2,8 2,1

Mg Al 31 P 32 S 49 Ti 52 Cr 56 Fe 27

Okres połowicznego zaniku 14,8 godz 10,2 min 170 min 14,3 dni 57 min 3,9 min 2,6 godz

15

Materiał detektora Metaliczny Mg Metaliczny Al (NH4)H2PO4 proszek S metaliczny Ti Cr2O3 Metaliczne Fe

ROZDZIAŁ V. OD REAKCJI POWIELAJĄCEJ DO BRONI JĄDROWEJ 5.1 Reakcja powielająca i masa krytyczna Jeśli w pojedynczej reakcji rozszczepienia uranu wyzwalają się średnio 2,4 neutrony oznacza to, że w środowisku zawierającym dużo jąder 235U może zajść reakcja powielająca (lawinowa lub łańcuchowa) tj. taka, w której jedna reakcja stanowi zapalnik dla wyzwolenia kolejnej reakcji. Gdyby wyzwalane były tylko dwa neutrony i w wyniku takiej reakcji każdy z wyzwolonych neutronów inicjowałby kolejną, identyczną reakcję, rozszczepiając dwa kolejne jądra uranu, to w k-tym powieleniu mielibyśmy w ośrodku 2k neutronów, a energia wewnętrzna ośrodka wyniosłaby 2k·200 MeV. Powstałe w reakcjach rozszczepienia fragmenty przekazują swoją energię kinetyczną innym jądrom ośrodka wskutek zderzeń. W wyniku takiego procesu wzrasta energia wewnętrzna układu, co przejawia się silnym wzrostem temperatury. W odpowiednich warunkach, gdy liczba neutronów w układzie i liczba rozszczepień przekroczą pewną wartość krytyczną, temperatura i ciśnienie wewnątrz układu wzrosną do takiego stopnia, że nastąpi wybuch jądrowy. Ta krytyczna liczba potrzebnych rozszczepień przekłada się na potrzebną masę materiału rozszczepialnego. Masę tą nazywamy masą krytyczną. Jej przekroczenie, a więc posiadanie materiału rozszczepialnego w ilości nadkrytycznej, powoduje wybuch.

Rys. 5.1 Los Alamos. Widok z roku 1943 (z lewej) i 1945 (z prawej) 1

Jak podawaliśmy w rozdziale I, bardzo wcześnie zdano sobie sprawę z możliwości militarnego wykorzystania reakcji powielającej, a ponieważ działo się to w czasie trwania II Wojny Światowej, nic dziwnego że Stany Zjednoczone podjęły wytężoną pracę nad stworzeniem broni jądrowej, z istnieniem której miano nadzieję zakończyć wojnę w sposób pomyślny dla aliantów. Badania prowadzono w Los Alamos (stan Nowy Meksyk) pod nazwą Projektu Manhattan, kierował nimi zaś fizyk, J. Robert Oppenheimer (rys. 1.11). W Anglii podobne badania prowadzono pod kryptonimem Tube Alloys. Teoretyczna i doświadczalna baza pod budowę broni jądrowej zgromadziła ostatecznie w USA czołowych fizyków, jak Leo Szillard, John D.Cockroft, Sir James Chadwick, Klaus Fuchs, Hans A.Bethe, Artur 1

Te i inne archiwalne zdjęcia w tym rozdziale zostały zaczerpnięte z serii lekcji A.Pascoliniego, które można znaleźć pod adresem www.ipj.gov.pl i tematem Czym się zajmuje fizyka i technika jądrowa.

1

H.Compton, Enrico Fermi, Richard P. Feynman, Glenn Seaborg, Edward Teller i in. Znaczący wkład teoretyczny wniósł polski matematyk Stanisław Ulam. Masa krytyczna jest zależna od kilku czynników. Oczywistą rzeczą jest, że musi ona zależeć od względnej zawartości materiału rozszczepialnego, a więc 235U lub 239Pu. Niemniej ważnym czynnikiem jest skład chemiczny materiału zawierającego materiał rozszczepialny, kształt tego materiału i wartość ciśnienia zewnętrznego. Aby zrozumieć zależność od kształtu wystarczy zauważyć, że szybkość rozszczepień i generacja neutronów w materiale rozszczepialnym jest w przybliżeniu proporcjonalna do objętości materiału, natomiast szybkość ucieczki neutronów – do powierzchni. Zatem ze wzrostem stosunku objętości do powierzchni, a więc m.in. ze wzrostem wymiarów liniowych, poprawia się stosunek szybkości powstawania neutronów do szybkości ich ucieczki, co sprzyja powstaniu masy krytycznej. Masę krytyczną możemy zmniejszyć, jeśli wokół materiału wybuchowego zgromadzimy odpowiedni reflektor neutronów. Rys. 5.2 pokazuje zależność masy krytycznej różnych materiałów zawierających uran od stopnia wzbogacenia uranu w izotop 235U.

Rys.5.2 Masy krytyczne uranu 2 dla 1 – kuli z UO2 o gęstości 10,9 g/m3, 2 – kuli z uranu metalicznego o gęstości 18,9 g/cm3 oraz 3 – kuli z uranu metalicznego otoczonego reflektorem grafitowym o grubości 10 cm. Jak wynika z wykresu, dysponując metalicznym uranem wzbogaconym w 235U do poziomu ponad 80% oraz reflektorem grafitowym o grubości 10 cm masę nadkrytyczną uzyskuje się już po przekroczeniu ok. 20 kg uranu. Jak pokażemy dalej, reaktory jądrowe pracujące na 2

wg B.Dziunikowski, O fizyce i technice jądrowej, AGH, Kraków (2001)

2

potrzeby energetyki korzystają także ze wzbogaconego uranu, choć tam wzbogacenie wynosi na ogół 2 – 5%. W części 5.2 powiemy zatem parę słów na temat technologii uranu i jego wzbogacania. Aby ocenić wielkość masy krytycznej rozpatrzmy 3 przebieg reakcji lawinowej (łańcuchowej) w 235U, dla którego przekrój czynny 4 na rozszczepienie (σf ) przez neutrony o energii rzędu 1 MeV wynosi około 1 barna. W istocie rzeczy przekrój ten jest zbliżony do geometrycznego przekroju jądra uranu, tj. σ g = πR 2

(5.1)

gdzie promień jądra wynosi 8,6·10-15 m. Niech n oznacza liczbę atomów w cm3 uranu, tj. n=

N Av ρ , A

(5.2)

gdzie liczba Avogadro NAv = 6,023·1023 atomów na gramocząsteczkę, liczba atomowa A = 235, a gęstość uranu wynosi ρ = 18,689 g/cm3. Podstawiając te wartości i σ f = πR 2 = 2,32 barny można obliczyć średnią drogę swobodną neutronu w uranie: l sw =

1 = 8,9 cm. nσ f

(5.3)

Wyobraźmy sobie, że w bryle uranu pojawia się (np. z samorzutnego rozszczepienia) pojedynczy neutron, który po przebyciu pewnej drogi swobodnej zostaje pochłonięty przez inne jądro 235U, a w wyniku rozszczepienia tego jądra otrzymujemy średnio η = 2,5 neutronu. Ponieważ część z tych neutronów zostanie pochłonięta w materiale i nie wywoła dalszych rozszczepień, średnio pojawia się 2,1 neutronów, które mogą prowadzić do wywołania kolejnych rozszczepień. Dla ułatwienia dalszego rachunku przyjmiemy, że neutrony

3

Przytaczamy tu opis, który znajduje się w podręczniku S.Szczeniowki, Fizyka Doświadczalna, cz. V.2, PWN, Warszawa (1960) 4 Ponieważ pojęcie przekroju czynnego będzie nam coraz bardziej potrzebne, przypomnijmy je. Niech zmiana natężenia po przejściu infinitezimalnie małej drogi dx będzie dI, podczas gdy natężenie wiązki padającej na próbkę wynosi I. Osłabianie wiązki jest wynikiem jej oddziaływania z jądrami tarczy. Jeśli w jednostce objętości tarczy znajduje się n jąder, a osłabianie wiązki przez każde jądro scharakteryzujemy przekrojem czynnym σ, to możemy napisać:

dI = −σnIdx Równanie to jest w gruncie rzeczy równaniem definiującym przekrój czynny. Należy jednak zwrócić uwagę, że osłabianie wiązki może być wynikiem działania różnych mechanizmów: pochłaniania i rozpraszania. Tak więc będziemy mogli rozpatrywać przekrój czynny na pochłanianie i na rozpraszanie. Podobnie możemy rozpatrywać przekrój czynny na konkretną reakcję jądrową. Ostatecznie całkowity przekrój czynny, gdyż właśnie taki definiuje równanie (5.1) będzie sumą wszystkich przekrojów czynnych na zachodzące procesy prowadzące do osłabiania przechodzącej wiązki promieniowania. Łatwo zauważyć, że przekrój czynny ma wymiar [m2], a więc reprezentuje pewną powierzchnię, którą możemy sobie wyobrazić jako efektywną powierzchnię wystawioną przez jądro na zadziałanie danego mechanizmu. Typowa wartość przekroju czynnego, to 10-24 cm2. Taka wielkość nosi nazwę 1 barna.

3

rozszczepieniowe są monoenergetyczne i mają jedną prędkość średnią v. Czas, po którym taki neutron zostanie wychwycony przez kolejne jądro wynosi l sw , v

τ=

(5.4)

co oznacza, że neutron zderza się z jądrami uranu średnio co 1/τ sekundy. Niech teraz w odległości r od jądra, które zostało rozszczepione jako pierwsze, gęstość neutronów wynosi ρ n (r ) . Liczba zderzeń neutronów z jądrami 235U w jednostce czasu będzie w objętości dV wynosiła

ρ n (r ) ⋅

v

⋅ dV

l sw

(5.5)

Ponieważ każdemu zderzeniu towarzyszy rozszczepienie i pojawienie się η neutronów rozszczepieniowych, w elemencie objętości dV pojawiają się w każdej sekundzie neutrony w liczbie

ρ n (r ) ⋅

v l sw

⋅ (η − 1)dV

(5.6)

co oznacza, że na jednostkę objętości pojawia się średnio ρn ⋅

v l sw

⋅ (η − 1) = ν 0 ρ n

(5.7)

neutronów. Wielkość ν 0 oznacza zatem liczbę neutronów pojawiającą się na sekundę w każdym gramie 235U. Liczba neutronów przemieszczających się wzdłuż danego kierunku x zmniejsza się ze względu na pochłanianie w materiale, tak więc gęstość neutronów zmniejsza ∂ρ się o − n . Możemy powiedzieć, że neutrony dyfundują wzdłuż osi x, a ich współczynnik ∂x dyfuzji dany jest znanym z fizyki gazów współczynnikiem dyfuzji D=

vl sw 3

(5.8)

Tak więc przez każdy element powierzchni dS ustawionej prostopadle do danej osi przepływa w jednostce czasu liczba neutronów równa dN = −D

∂ρ n ∂ρ 1 dS = − vl sw n dS ∂x ∂x 3

(5.9)

Zmiana liczby neutronów w objętości dV=dxdydz będzie wiązała się z przyrostem liczby neutronów wskutek rozszczepień oraz ich ubytkiem wskutek dyfuzji. Przez każdą ściankę takiej kostki elementarnej (np. prostopadłą do osi x), mającej swój początek w punkcie (x,y,z), wpłyną w czasie dt neutrony w liczbie 4

−D

∂ρ n ( x ) dydzdt , ∂x

(5.10)

a w miejscu x+dx wypłynie przez ściankę −D

∂ρ n ( x + dx ) dydzdt ∂x

(5.11)

neutronów, tak więc ich bilans wewnątrz kostki wyniesie ⎡ ∂ρ ( x + dx) ∂ρ n ( x) ⎤ D⎢ n dydzdt − ∂x ∂x ⎥⎦ ⎣

(5.12)

W pierwszym przybliżeniu, w kostce pozostaje więc tylko D

∂ 2ρ n dVdt ∂x 2

(5.13)

neutronów. Powtarzając ten rachunek dla pozostałych dwóch ścianek widzimy, że liczba przybywających do objętości dV neutronów – ze względu na dyfuzję - jest proporcjonalna do współczynnika dyfuzji i Laplasjanu gęstości neutronów: ⎛ ∂2 ρn ∂ 2 ρn ∂2 ρn ⎞ ⎟dVdt D⎜⎜ + + 2 2 2 ⎟ x y z ∂ ∂ ∂ ⎠ ⎝

(5.14)

Ponadto, dzięki rozszczepieniom przybywa do niej ν 0 ρ n dVdt

(5.15)

neutronów. Ponieważ gęstość neutronów w kostce w czasie t+dt można przedstawić jako ρ n ( t + dt ) = ρ n ( t ) +

∂ρ n dt , ∂t

(5.16)

więc sumaryczny przyrost liczby neutronów w czasie dt wynosi ∂ρ n dVdt = DΔρ n dVdt + ν 0 ρ n dVdt ∂t

(5.17)

Ostatecznie ∂ρ n 1 = vl sw ⋅ Δρ n + ν 0 ρ n ∂t 3

(5.18)

Równanie to jest w znacznej mierze równaniem przybliżonym, gdyż teoria dyfuzji nie stosuje się najlepiej do opisu reakcji powielającej: gęstość neutronów znacznie się zmienia już na 5

odległości porównywalnej z drogą swobodną neutronów. Ponadto, neutron doznaje także odbić sprężystych od jąder uranu, w wyniku których traci energię, co w ogólnym przypadku zmienia przekrój czynny na rozszczepienie. Efekt ten jest mniej istotny dla 235U, jest natomiast rzeczą zasadniczą dla zderzeń z jądrem 238U, kiedy to utrata energii w wyniku rozpraszania sprężystego może być na tyle duża, że neutron nie będzie już w stanie zainicjować kolejnej reakcji rozszczepienia. Ten właśnie efekt powoduje, że nie jest łatwo rozwinąć w 238U reakcję powielającą, a więc zbudować reaktor, który pracowałby na uranie naturalnym. Pomijając ograniczenia powyższego modelu spróbujmy ocenić promień rk kuli z 235U, poniżej którego która reakcja łańcuchowa nie będzie w stanie się rozwinąć. Jak wykazał E.Fermi, gęstość neutronów dyfundujących przez powierzchnię kuli na zewnątrz spada do zera już w odległości lsw/ 3 , tak więc nasz warunek graniczny będzie miał postać: l ⎞ ⎛ ρ n ⎜⎜ rk + sw ⎟⎟ = 0 3⎠ ⎝ Zakładając sferyczny rozkład gęstości neutronów 1 ∂2 (rρ n ) Δρ n = r ∂r 2

(5.19)

(5.20)

Jak się spodziewamy, reakcja łańcuchowa powinna być scharakteryzowana wykładniczym przyrostem liczby neutronów, rozwiązania więc równania (5.18) z Laplasjanem (5.20) poszukamy w postaci ρ n = ρ 0n e νt

(5.21)

Wstawiając takie rozwiązanie do równania (5.18) otrzymujemy 1 1 ∂2 (rρ 0n ) + ( ν 0 − ν)ρ 0n = 0 vl sw 3 r ∂r 2

(5.22)

Jeśli ( ν 0 − ν) > 0, to rozwiązaniami równania (5.22) będą rρ 0n = A sin(kr )

(5.23)

rρ n0 = B cos(kr ) ,

(5.24)

ν 0 −ν

(5.25)

lub

gdzie z definicji k2 =

1 vl sw 3

Ogólne rozwiązanie będzie zatem miało postać

6

ρ 0n =

A sin(kr ) + B cos(kr ) r

(5.26)

Ponieważ gęstość neutronów w r = 0 musi mieć wartość skończoną, B = 0. Z kolei warunek (5.19) dla gęstości (5.26) z B = 0 oznacza, że l ⎞ ⎛ k ⎜⎜ rk + sw ⎟⎟ = π 3⎠ ⎝

(5.27)

Z definicji (5.25) współczynnika k i równania (5.27) otrzymujemy ostatecznie ⎡ ⎢ η − 1 π2 ⎢ ν = v⎢ − l sw 3 ⎢ ⎢⎣

⎤ ⎥ l sw ⎥ 2 ⎥ l ⎞ ⎛ ⎜⎜ rk + sw ⎟⎟ ⎥ 3 ⎠ ⎥⎦ ⎝

(5.28)

Rozwiązanie to otrzymaliśmy przy założeniu, że ν < ν 0 , a więc szybkość narastania lawiny jest niższa od tempa przyrostu neutronów. Jak wynika ze wzoru (5.28) tylko w granicy rk dążącego do nieskończoności, kiedy to nie mamy dyfuzji neutronów na zewnątrz, osiągamy ν = ν0 . Gdy rk = 0 otrzymujemy ν=−

v l sw

(π 2 − η + 1)

(5.29)

Ujemna wartość oznacza spadek gęstości neutronów w funkcji czasu, a więc niemożność rozwinięcia się reakcji łańcuchowej. Poszukiwaną wartość krytyczną otrzymamy oczywiście dla warunku ν = 0, oznaczającego niezmienniczość gęstości neutronów w układzie. Z równania (5.28) mamy więc ⎛ π 1 ⎞⎟ − rkryt = ⎜ ⋅ l sw ⎜ 3(η − 1) 3 ⎟⎠ ⎝

(5.30)

Dla lsw = 8,9 cm i η = 2,5 otrzymujemy promień krytyczny rkryt = 8,2 cm, a więc minimalny promień kuli, który musi być przekroczony, aby mogła się w niej rozwijać reakcja łańcuchowa. Znając gęstość uranu nie trudno obliczyć, że masa krytyczna wynosi ok. 43 kg. Należy pamiętać, że w wyniku reakcji rozszczepień powstają także neutrony opóźnione oraz neutrony pojawiające się z samorzutnego rozszczepienia uranu. Oznacza to, że wybuch nastąpi już przy rozmiarach krytycznych.

7

5.2 Uran i jego wzbogacanie w 235U

Izotopy 235U i 238U posiadają identyczne własności chemiczne. Różnica ich mas atomowych pozwala je rozdzielić, a następnie połączyć w mieszaninę o pożądanej zawartości 235U, a więc, jak mówimy, wzbogacić uran w izotop 235U. Taki proces jest kosztowny. Rzeczywiście, stanowi on ok. 5% całego kosztu paliwa jądrowego. W obu wspomnianych procesach podstawowym związkiem chemicznym uranu jest sześciofluorek uranu: UF6. Związek ten jest ciałem stałym w temperaturze pokojowej, lecz ma tak dużą prężność par, że w temperaturze sublimacji (56,3 oC) jej wartość sięga 1013,25 hPa. Fluor nie ma izotopów, nie ma więc potrzeby ich rozdzielania. Ta zaleta fluoru jest osłabiana przez bardzo istotną trudność w pracy z sześciofluorkiem uranu, polegającą na jego silnie korodującym działaniu na większość metali i łatwe reagowanie z wodą zawartą w powietrzu.

Rys. 5.3 Schemat ideowy wirówki do wzbogacania uranu w 235U.

8

Dla rozdzielenia izotopów uranu używa się ultrawirówek. Schemat ideowy 5 typowej wirówki pokazany jest na rys. 5.3. Wirnik w postaci próżniowego cylindra o długości 1 – 2 m i średnicy 15 – 20 cm napędzany jest silnikiem elektrycznym do wysokich obrotów: od 50 000 obr./min. do 70 000 obr/min. Wprowadzony do środka wirnika UF6 uzyskuje podobną prędkość wirowania. Siła odśrodkowa wypycha cięższe cząsteczki (238UF6) na zewnątrz - w kierunku korpusu, lżejsze zaś (235UF6) gromadzą się w pobliżu osi wirnika. Ten początkowy efekt rozdzielenia w kierunku radialnym, zostaje następnie wzmocniony przez konwekcję wywołaną różnicą temperatury wzdłuż osi wirnika. Powstałe siły, tysiąckrotnie większe od sił pola grawitacyjnego, stwarzają gradient ciśnienia wzdłuż promienia, który wystarcza do wtłoczenia frakcji zarówno zubożonej jak i wzbogaconej do zewnętrznego układu rurociągów. Ponieważ obroty silnika napędzającego wirnik wirówki są proporcjonalne do częstotliwości prądu, należy zmienić częstotliwość prądu z 50 lub 60 Hz, będącego w sieci, na częstotliwość ok. 600 Hz, co stanowi pewną trudność techniczną. Inną trudnością konstrukcyjną jest zapewnienie wysokiej mechanicznej wytrzymałości korpusu wirówki: w wypadku uszkodzeń mogą się bowiem dostać doń ciężkie fragmenty, które należy móc utrzymać wewnątrz korpusu, gdyż w przeciwnym wypadku wylatujące z korpusu fragmenty mogłyby uszkadzać sąsiednie wirówki. W produkcji stosuje się rozwiązanie kaskadowe, w którym każdy stopień kaskady zawiera wielką liczbę wirówek połączonych w układ równoległy. Frakcja z uranem wzbogaconym z jednej wirówki zasila następną, a frakcja z uranem zubożonym jest kierowana z powrotem do poprzedniej. Liczba stopni waha się w przedziale od 10 do 20, natomiast w zakładzie dyfuzji sięga nawet ponad tysiąc. Do wyprodukowania jednej bomby jądrowej potrzeba kilku tysięcy wirówek. Wygląd hali takiego zakładu przedstawia rys. 5.4.

Rys. 5.4 Hala wirówek 6 w zakładzie wzbogacania uranu w Gronau, Niemcy 5

6

Schemat i opis działania wirówek na podstawie opracowania J.Kubowskiego, www.ekologika.pl www.urenco.de

9

Początkowo, w latach wojny i kilku następnych, wykorzystywano separację elektromagnetyczną. Metoda ta korzysta z praw ruchu przyspieszonych naładowanych obiektów w polu magnetycznym: jeżeli ładunki obiektów są jednakowe, cięższe jony są mniej odchylane, co wykorzystuje się przez odpowiednie umieszczenie kolektorów materiałów. Wychodząc z praw elektrodynamiki możemy wykazać, że dla jonu o ładunku Q i masie M, przyspieszonego napięciem U w polu magnetycznym o indukcji B, promień okręgu, po którym porusza się jon wynosi R=

2MU / Q B

(5.31)

Po przejściu połowy okręgu (odchylenie o 180o ) odstęp d pomiędzy pozycjami jonów na kolektorze wynosi d=R

M 238 − M 235 MU

(5.32)

gdzie MU jest masą atomową uranu naturalnego, a masy M238 i M235 oznaczają masy izotopów uranu. Dla typowego promienia R ≈ 122 cm odstęp d wynosi tylko 1,5 cm. W Oak Ridge do produkcji wzbogaconego uranu korzystano z dwóch urządzeń. Pierwsza instalacja o nazwie "Alfa" zwiększała zawartość 235U do 15 %, druga - "Beta" - do 90 %, co dawało już materiał przydatny do konstrukcji bomby. Liczba instalacji doszła do 1100, a dzienna produkcja wzbogaconego uranu osiągnęła w styczniu 1945 roku 204 gramy. Fotografie obu zestawów pokazane są na rys. 5.5.

Rys.5.5 Oak Ridge: z lewej zestaw “Alfa” do separacji elektromagnetycznej. Z powodu wojennych ograniczeń w dostawach miedzi, do wykonania przewodów w cewkach użyto srebra ze skarbca rządu USA. Z prawej: zestaw „Beta” 7 .

Do separacji izotopów uranu wykorzystywano także metodę dyfuzji gazowej. Metoda wykorzystuje fakt, że w gazie o określonej temperaturze molekuły lżejsze poruszają się szybciej, a molekuły cięższe wolniej. Związek uranu, w postaci sprężonego gazu, kierowany jest na porowatą przesłonę: molekuły z izotopem 235U mają większą szansę przeniknięcia 7

www.ipj.gov.pl - patrz „Czym się zajmuje fizyka i technika jądrowa”

10

przez otworki o średnicy wielkości ułamków mikrometra. Gaz, po przejściu przez przesłonę, słabo wzbogacony w 235U (3 części na 1000), jest ponownie sprężany i cały proces jest powtarzany aż do uzyskania odpowiedniego wzbogacenia. Schemat przepływu gazu w kaskadzie dyfuzyjnej przedstawia rys. 5.6, a na rys. 5.7 pokazujemy fotografię zakładów dyfuzji gazowej K-25 w Oak Ridge. W 1945 roku porowate przesłony w Oak Ridge miały całkowitą łączną powierzchnię tysięcy metrów kwadratowych, a otrzymywany gaz, po wzbogaceniu do 10% 235U, kierowany był do zestawu elektromagnetycznego separatora typu "Beta". W porównaniu z metodą wirówek technika ta jest mniej wydajna pomimo większej objętości pojedynczego stopnia dyfuzji gazowej niż pojedynczej wirówki 8 .

Sekcja wzbogacania

Materiał wzbogacony

Sekcja ekstrakcji

Wsad

Materiał zubożony

Rys. 5.6 Uproszczony schemat przepływu gazu w kaskadzie dyfuzyjnej

8

Spis jeszcze innych metod można znaleźć pod adresem internetowym http://www.nettax.com.pl/serwis/publikatory/DU/2003/Nr_15/poz.145/aneks1I.htm

11

Rys. 5.7. Zakłady dyfuzji gazowej K-25 w Oak Ridge. Ta czteropiętrowa instalacja miała prawie 800 m długości i zajmowała łączną powierzchnię niemal 180 000 m2

5.3 Pluton

Droga do otrzymania plutonu rozpoczyna się od pochłaniania przez neutronów wytwarzanych w reaktorach jądrowych. Sama reakcja ma postać: 238

U + n → 239U → 239Np → 239Pu

238

U powolnych

(5.33)

przy czym rozpady 239U i 239Np są rozpadami beta z okresami połowicznego zaniku odpowiednio 23,5 min oraz 2,35 dni, natomiast izotop 239Pu jest alfa-promieniotwórczy, a jego okres połowicznego zaniku wynosi 24130 lat. Izotop ten może się także rozpaść samorzutnie z emisją neutronu. Wielkość tej emisji wynosi 30 n/s/kg, a wydzielane ciepło 1,92 W/kg. Pierwsze reaktory do produkcji plutonu zbudowano podczas II Wojny Światowej w Hanford (w stanie Washington) oraz Oak Ridge w stanie Tennessee, patrz rys. 5.8. Gdy tylko dostarczono pierwsze, gramowe ilości plutonu, zaczęto w Los Alamos badania własności fizycznych, chemicznych i metalurgicznych nowego materiału. Od wiosny 1945 roku dostępna ilość plutonu wystarczała do budowy trzech bomb. Warto zwrócić uwagę, że produkcja militarnego (bojowego) plutonu (o zawartości 239Pu powyżej 93%; typowy skład to 93,4 % Pu - 239; 6,0 % Pu - 240 i 0,6 % Pu - 241) nie jest wcale łatwa. Izotop 239Pu otrzymuje się w reakcji (5.3), jednak istotną rzeczą jest tu fakt, że naświetlanie uranu nie może trwać zbyt długo, gdyż powstaną wówczas obok 239Pu także izotopy 240Pu i 241Pu, których jądra ulegają zbyt szybkim rozszczepieniom, którym towarzyszy produkcja neutronów. Istnienie tych izotopów grozi predetonacją bomb, a więc nie są one pożądane. Z tego właśnie względu produkcja militarnego plutonu nie ma większego sensu w typowej elektrowni jądrowej, w której wymienia się paliwo raz na rok lub trzy lata 9 .

9

więcej szczegółów podaje opracowanie J.Kubowskiego Pluton, które można znaleźć pod adresem www.ekologika.pl

12

Rys. 5.8 Reaktor do produkcji plutonu w Oak Ridge (rok 1945)

Pluton jest niebezpiecznym materiałem militarnym. Jest także silnie toksyczny. Niestety jego produkcja już po wojnie była znacząca i obecne zapasy tego materiału na świecie wystarczają na wytworzenie bardzo dużej ilości broni jądrowej. Sam pluton ma 15 izotopów promieniotwórczych, z których pięć ma znaczenie dla przemysłu militarnego. Są to izotopy o liczbie masowej od 238 do 242. Pierwszy z nich, alfa – promieniotwórczy 238Pu, podczas rozpadu wydziela znaczące ilości ciepła: 567 W/kg. Energia jądrowa tego rozpadu znalazła swoje pokojowe wykorzystanie: rozpatrywany izotop stosowany jest w konstrukcjach generatorów termoelektrycznych, które zainstalowane są np. na satelitach meteorologicznych, a także (w Rosji) do oświetlania latarni morskich. Bardziej być może znanym zastosowaniem tego izotopu jest używanie go w rozrusznikach serca. W jednym takim rozruszniku montuje się ok. 200 mg 238Pu. 5.4 Broń jądrowa oparta na reakcji rozszczepienia

Jak wynika z dotychczasowych rozważań, spowodowanie wybuchu jądrowego wymaga użycia masy przekraczającej masę krytyczną. Aby jednak wybuch powstał wtedy, kiedy tego chcemy, masa ta musi być podzielona na mniejsze części, podkrytyczne, które dopiero po zetknięciu się ze sobą mogą stworzyć masę krytyczną. Nic więc dziwnego, że skutecznym pomysłem konstrukcyjnym budowy bomby jądrowej był pomysł wstrzeliwania jednej masy podkrytycznej do drugiej, jak na rys. 5.9. W lufie armatniej umieszcza się typowy chemiczny materiał wybuchowy, którego wybuch uruchamiany jest zwykłym detonatorem. Wybuch materiału wybuchowego powoduje wstrzelenie części masy uranu, pokrytej od strony materiału wybuchowego reflektorem neutronów, do pomieszczenia zawierającego pozostałą masę uranu, otoczoną reflektorem neutronów. Połączenie obu mas tworzy kulę uranową o masie nadkrytycznej. Istotną cechą tego typu bomby jest wykorzystanie szybkich neutronów rozszczepieniowych w całej objętości materiału.

13

Rys.5.9 Zasada układu armatniego w konstrukcji bomby jądrowej 10

W wypadku bomby plutonowej, dla której masa krytyczna plutonu (239Pu) wynosi tylko ok. 5 kg stosowana jest inna technika. Ze względu na znaczącą emisję neutronów, aby nie doprowadzić do przedwczesnego wybuchu i wykorzystać jak największą ilość plutonu, stosuje się technikę implozyjną (rys. 5.10), w której pod wpływem fali uderzeniowej gwałtownie zwiększa się gęstość plutonu do wartości, przy której masa plutonu staje się nadkrytyczną. Gdyby pluton miał większą ilość domieszek izotopu 240Pu stanowiłoby to trudność związaną z faktem, że izotop ten charakteryzuje wysoka aktywność właściwa 11 415 Bq/g, w wyniku której emisja neutronów wynosi 106 n/s/kg, a więc jest 30 tysięcy razy większa niż z 239Pu. Masa nadkrytyczna musi być więc osiągnięta w tak krótkim czasie, rzędu mikrosekund, aby emisja neutronów z 240Pu nie wywołała większej liczby rozszczepień jeszcze zanim nastąpi wybuch. Dodatkowym efektem negatywnym istnienia domieszek 240Pu jest nadmierne grzanie materiału wybuchowego przez ciepło wydzielane w wyniku rozpadu tego izotopu. O ile obecność izotopu 241Pu jest dla konstrukcji bomby trochę mniej istotna, izotop 242Pu wykazuje duży przekrój czynny na pochłanianie neutronów, tak więc jego obecność w większej ilości skutkowałaby koniecznością zwiększenia masy krytycznej. Wybuch bomby jądrowej jest niezwykle gwałtowny. Aby ocenić tempo tego wybuchu przyjmijmy, że promień kuli uranowej przewyższa wartość krytyczną o kilka procent. Zmniejszy to wartość drugiego, ujemnego wyrazu w równaniu (5.28) w stosunku do wartości krytycznej równej (η-1)/lsw. Neutron o energii kinetycznej 2 MeV porusza się z prędkością 1,956·109 cm/s. Przy przekroczeniu promienia krytycznego o 5% wspominane wyżej zmniejszenie drugiego wyrazu wynosi ok. 10%, tak więc mamy wtedy

ν ≈ ν 0 / 10 =

10 11

v l sw

⋅

η − 1 1,956 ⋅ 10 9 ⋅ 1,1 = ≈ 2,4 ⋅ 10 7 s −1 10 8,9 ⋅ 10

B. Dziunikowski, O fizyce i energii jądrowej, AGH, Kraków (2001) Aktywność materiału przypadająca na jednostkę masy

14

Rys. 5.10. Zasada techniki implozyjnej stosowana w konstrukcji bomby plutonowej 12 .

Zwiększenie rozmiarów kuli o 5% w stosunku do rozmiaru krytycznego oznacza wzrost masy kuli z 43 kg do ok. 50 kg, co z kolei oznacza przyrost liczby jąder uranu o 1,26⋅1026. Jeśli przyjmiemy, że liczba neutronów w układzie jest w przybliżeniu równa liczbie jąder uranu, a początkowo mamy do czynienia tylko z dwoma neutronami, to czas potrzebny na samorzutne rozszczepienie tych dodatkowych jąder uranu otrzymamy z równania 2exp(νt)= 1,26⋅1026, co przy ocenionej wyżej wartości ν daje nam czas t = 2,4 μs. Taki czas zajmuje wybuch bryły, jest więc on nadzwyczaj krótki – w rzeczywistości znacznie krótszy niż te kilka mikrosekund, gdyż do wybuchu wystarcza mniejsze przekroczenie promienia krytycznego.

5.5 Przebieg wybuchu jądrowego

Opracowanie bomby atomowej z wstrzeliwaną porcją uranu było względnie proste. Dla celów wojny zbudowano w Los Alamos (3 lipca 1945 r.) bombę uranową zawierającą niemal 2 masy krytyczne, czyli ok. 60 kg materiału rozszczepialnego o wzbogaceniu ok. 86 % i nazwano ją Little Boy ("chłopiec") – rys. 5.11. Do wstrzeliwania służyło działo ważące 453 kg i mające długość 180 cm. Cała konstrukcja o długości ok. 3 m, średnicy ok. 70 cm i wadze ok. 4000 kg była wystarczająco niewielka, aby można ją było umieścić w bombowcu B-29. Zespoły naukowe były całkowicie pewne wyników swojej pracy i nie uważano, aby wstępne przetestowanie bomby było konieczne. Inaczej rzecz wyglądała z bombą plutonową. Technika implozji była techniką nową, w związku z czym, gdy tylko uzyskano odpowiednią ilość plutonu, przeprowadzono test o kryptonimie Trinity, w którym zdecydowano na detonację pełnej bomby Stało się to 16 lipca 1945 roku, rankiem o godz 5:29, w Alamogordo, na pustyni w stanie Nowy Meksyk. Siłę tego wybuchu (rys. 5.12) oceniono na 22 kt TNT (trinitrotoluenu). Prócz sprawdzenia niektórych szczegółów technicznych, głównym celem testu było poznanie skutków wybuchu jądrowego.

12

B. Dziunikowski, O fizyce i energii jądrowej, AGH, Kraków (2001)

15

Rys. 5.11 „Little Boy” – bomba uranowa zrzucona w ataku na Hiroszimę

Jak pisze Pascolini (www.nupex.org) „żaden ze świadków pierwszej eksplozji nuklearnej nie był przygotowany na to, co zobaczono: bezgłośny błysk, pojawienie się kuli ognia, ciche uderzenie ciepła i światła, fala uderzeniowa mknąca po pustyni i złowieszcza chmura rozpylonego materiału w kształcie grzyba”.

Rys. 5.12 Test Trinity: początkowa kula ognia i rozwój wybuchu w pierwszych 4 sekundach; 16 lipca 1945 r.

Dla kompletności wykładu należy powiedzieć, że przygotowana i zdetonowana później bomba plutonowa o nazwie Fat Man („Grubas”) zawierała plutonowy rdzeń o wadze ok. 6,1 kg oraz około 2300 kg silnego, konwencjonalnego materiału wybuchowego, niezbędnego do kompresji materiału rozszczepialnego w drodze implozji. Rdzeń, płaszcz uranowy i konwencjonalny materiał wybuchowy zostały zmontowane w metalowej kuli zbudowanej

16

z dwunastu pięciokątnych sekcji. Cała konstrukcja była zamknięta w ochronnej obudowie w kształcie jajka o średnicy 150 cm, ważyła 4900 kg i miała długość 365 cm.

Rys. 5.13 Bomba plutonowa Fat Man („grubas”)

Rankiem 6 sierpnia 1945 roku o godz. 8:15 bomba “Little Boy” została zrzucona na Hiroszimę. Wybuch o sile od 12 kt do 15 kt nastąpił w powietrzu, 580 m nad miastem. Druga bomba, “Fat Man”, której siłę wybuchu ocenia się na ok 22 kt TNT, została zrzucona na Nagasaki w dniu 9 sierpnia 1945 r i eksplodowała na wysokości 503 m nad miastem o godz. 11:02. W wyniku tych akcji oba miasta zostały zburzone, zginęło ponad 150 000 ludzi, setki tysięcy zostało poszkodowanych. Ostateczna decyzja o zrzuceniu bomb miała dwa cele: militarny - uniknięcie dużej liczby amerykańskich ofiar inwazji na Japonię oraz polityczny zakończenie wojny zanim Związek Radziecki rozszerzy swoje wpływy na Pacyfiku. Istotnie, bombardowania zakończyły II Wojnę Światową, jednak okrutna cena, którą za to zapłacili Japończycy jest do dziś przedmiotem sporu dotyczącego granic stosowania broni masowego rażenia, jak i udziału uczonych w produkcji takich broni. Przytoczony wcześniej opis Pascoliniego dotyczący obserwacji testu Trinity zawiera podstawowe cechy wybuchu jądrowego. Przebieg i skutki wybuchu nuklearnego zależą nie tylko od wyzwolonej w wybuchu energii, ale również od innych czynników, jak miejsce eksplozji – na powierzchni gruntu, pod ziemią, pod wodą, w atmosferze (tu ważna jest wysokość), warunki meteorologiczne, ukształtowanie i własności terenu. Duża część wypromieniowanej energii, to promieniowanie X, którego pochłanianie powoduje silne ogrzanie i świecenie dużych mas powietrza. Rezultatem wytworzenia gigantycznej energii w bardzo krótkim czasie jest podgrzanie otoczenia do temperatury rzędu kilkudziesięciu milionów stopni i powstanie kuli ogniowej. Kula ognia unosi się w górę, rosną jej rozmiary a temperatura maleje. Po minucie blask ustaje, a chmura sięga 7 km. Kolejnym typowym efektem jest pojawienie się ogromnego ciśnienia rzędu milionów atmosfer. Gorące pozostałości bomby w stanie gazowym, tworząc cienką, gęstą powłokę zwaną frontem hydrodynamicznym, przemieszczają się z ogromną szybkością na zewnątrz od miejsca wybuchu. Działając na podobieństwo tłoka front hydrodynamiczny wywiera ciśnienie na otaczającą atmosferę i generuje sferycznie rozszerzający się podmuch i falę uderzeniową. Początkowo fala uderzeniowa znajduje się pod powierzchnią kuli ogniowej, jednak wkrótce po detonacji tempo rozszerzania się kuli ogniowej spada a fala ciśnieniowa zaczyna wysuwać się na czoło. Przez krótki czas, w którym następuje przesuwanie się fali uderzeniowej na czoło można zaobserwować charakterystyczny podwójny pik jasności światła. 17

Fala uderzeniowa, rozchodząca się początkowo z prędkością naddźwiękową szybko zmniejsza swą prędkość, jednak ciśnienie w niej może wzrastać wskutek nałożenia się fali początkowej na falę odbitą od powierzchni Ziemi. Wielkie ciśnienia generowane podczas rozchodzenia się fali uderzeniowej mogą powodować wiatry wiejące z prędkością kilkuset kilometrów na godzinę, wzmacniając destrukcyjne efekty samej fali uderzeniowej. Jak się ocenia, wybuch o sile 1 kilotony TNT powoduje zniszczenia na obszarze 0,7 km. Zasięg zniszczeń wzrasta do 15 kilometrów przy wybuchu o sile 15 kt TNT. Efekt końcowy silnie zależy od wysokości, na której zostaje zdetonowana bomba. Początkowe nadciśnienie za frontem hydrodynamicznym maleje w miarę oddalania się od kuli ognia aż wreszcie spada poniżej ciśnienia atmosferycznego. Jest to tzw. faza ujemna fali uderzeniowej, podczas której następuje zasysanie materiałów z powierzchni Ziemi.

Rys. 5.14 Z lewej: płk. Paul W.Tibbets, Jr. w bombowcu B-52 “Enola Gay” przed startem do lotu nad Hiroszimę. Z prawej chmura promieniotwórcza na wysokości 18 km nad Nagasaki

Przy wybuchu naziemnym lub tuż pod powierzchnią ziemi znacząca część siły wybuchu idzie na wzbudzenie fal uderzeniowych na powierzchni, a w miejscu wybuchu tworzy się krater o rozmiarach zależnych od siły wybuchu. W zasadzie w odległościach rzędu trzech promieni krateru fale uderzeniowe nie powodują zniszczeń, ich większość jest bowiem spowodowana powstaniem podmuchu powietrza. Przy wybuchach podziemnych krater powstaje albo na skutek wyrzucenia gruntu w powietrze albo przez zawalenie się gruntu do wnęki wytworzonej w wyniku wybuchu na większych głębokościach. Zasięg zniszczeń w takich wypadkach jest jednak silnie ograniczony. Znacznie bardziej niebezpieczne są detonacje podwodne ze względu na względny brak ściśliwości wody. Powstające wtedy nadciśnienia są gigantyczne. W wypadku detonacji o sile wybuchu 10 kt TNT, w odległości 1 km od miejsca detonacji

18

nadciśnienie może sięgać 6000 kPa (ok. 60 atmosfer!). W takich samych warunkach nadciśnienie w powietrzu wynosi około 111 kPa. W kuli ognistej materia znajduje się w postaci gazowej. Przy ochładzaniu, w wyniku kondensacji tworzy się obłok zestalonych drobin pozostałości materiału bomby oraz kropli wody z zassanego powietrza. Chmura zmienia kształt na toroidalny (kapelusz „grzyba”), poddawany gwałtownym prądom wewnętrznym. Chłodne powietrze jest wciągane do gorącego obłoku, wnosząc gruz i pył, którego część staje się promieniotwórcza. Po pewnym czasie rozpylony materiał zaczyna opadać pod wpływem grawitacji, tworząc opad promieniotwórczy, który osadza się na dużej powierzchni od miejsca wybuchu. Większość energii wyzwalanej w chwili wybuchu, to energia kinetyczna fragmentów rozszczepienia. Zderzenia wewnątrz tych produktów gazowych skutkują powstaniem ośrodka o temperaturze wynoszącej nawet kilkadziesiąt milionów stopni. Układ taki emituje ogromne ilości promieniowania elektromagnetycznego w zakresie widzialnym, od podczerwieni do ultrafioletu. Promieniowanie to jest następnie absorbowane w otaczającej atmosferze, która nagrzewa się także do bardzo wysokich temperatur, co powoduje kolejne emisje promieniowania o niższej nieco energii. Sam pierwotny błysk jest silny, że może łatwo uszkodzić wzrok obserwatora znajdującego się wiele kilometrów od miejsca wybuchu (pamiętajmy, że mamy do czynienia z promieniowaniem rozchodzącym się z prędkością światła).

Rys. 5.15 Cień człowieka, który wyparował w wyniku uderzenia fali cieplnej i odwzorowanie wzoru kimona na skórze oparzonej ofiary

Promieniowanie cieplne, emitowane podczas wybuchu jądrowego w atmosferze, unosi od 35% do 45% całkowitej energii i pojawia się w dwóch różnych postaciach. Najpierw następuje krótsza, intensywna emisja promieniowania ultrafioletowego, a potem emitowane jest światło widzialne i promieniowanie podczerwone. To ostatnie jest główną przyczyną oparzeń skóry i pożarów aż do odległości 19 km od punktu zero. Na zamieszczonych wyżej zdjęciach (rys. 5.15) 13 widać utrwalony cień jednej z ofiar wybuchu nad Nagasaki, na drugim zdjęciu zaś widoczny jest odcisk wzoru kimona powstały w wyniku gorącego podmuchu, który dotarł do Japonki.

13

A.Pascolini w materiale www.nupex.org

19

Kolejnym ważnym efektem, będącym skutkiem wybuchu, jest promieniowanie jądrowe: natychmiastowa emisja ogromnej liczby neutronów i fotonów gamma. Dodatkowa emisja promieniowania alfa, beta i gamma powstaje w kuli ognia lub jest emitowana przez fragmenty rozszczepienia. Promieniowanie alfa i beta zostaje zaabsorbowane na odległościach nie przekraczających kilku metrów, jednak zarówno neutrony, jak i promieniowania gamma docierają na duże odległości, powodując szkodliwe skutki w organizmach żywych. Gwoli przykładu można podać, że w odległości 1,6 km od wybuchu równoważnego 1 Mt, promieniowanie jądrowe jest śmiertelne dla dużego odsetka ludzi osłoniętych warstwą betonu o grubości 60 cm. W zasadzie cała energia wybuchu jest rozdzielona pomiędzy te trzy omówione wyżej efekty: podmuch (ok. 50%), promieniowanie cieplne (ok. 35%) i jądrowe (ok. 15%). Efektem dodatkowym jest powstawanie silnego, krótkotrwałego (ok. kilku mikrosekund) impulsu elektromagnetycznego pojawiającego się wskutek jonizacji atmosfery. Taki impuls może zakłócić prace odbiorników radiowych czy radarów, a także zniszczyć naziemne systemy łączności. Ma to swoje znaczenie również dla granic sensownej mocy wybuchu, gdyż silny impuls elektromagnetyczny może zniszczyć własne systemy elektroniczne.

20

ROZDZIAŁ VI. PODSTAWY FIZYKI REAKTORÓW JĄDROWYCH 1 6.1 Elementy konstrukcyjne reaktora Z tego, co powiedzieliśmy w poprzednich rozdziałach możemy wywnioskować, w jakie podstawowe elementy musi być wyposażony reaktor jądrowy. Niewątpliwie podstawą jego działania jest wykorzystanie reakcji powielającej w sposób kontrolowany, tj. uniemożliwiający wybuch jądrowy. Oznacza to, że musimy dysponować paliwem jądrowym zgromadzonym w porcjach wystarczająco dobrze od siebie odseparowanych, aby nie było możliwą rzeczą zgromadzenie się w układzie masy krytycznej niezbędnej do spowodowania wybuchu jądrowego. Aby zwiększyć pewność tej sytuacji i móc korzystać z takiej energii wyzwalanej w reakcji powielającej, jaka jest nam potrzebna, pomiędzy elementy paliwowe należy wstawić inne, których zadaniem będzie pochłanianie neutronów. Jeśli pręty te, będą zanurzone pomiędzy elementami paliwowymi (rys. 6.1) dostatecznie głęboko, neutrony opuszczające element paliwowy nie będą miały szans na dotarcie do sąsiedniego pręta, tak więc całkowita energia wytwarzana przez taki układ będzie sumą stosunkowo niewielkich energii wyzwalanych samoistnie w indywidualnych elementach paliwowych.

Rys. 6.1 Elementy paliwowe (jasne) przedzielane elementami pochłaniającymi neutrony (zacienionymi) Gdy pręty pochłaniające neutrony, zwane prętami sterującymi, będziemy wyciągali do góry (rys. 6.2), możliwość komunikacji między prętami wzrośnie, a neutrony opuszczające poszczególne elementy paliwowe będą mogły wywoływać reakcje rozszczepienia w sąsiednich elementach paliwowych. Spowoduje to przyrost energii wytwarzanej w całym układzie. Kilka prętów, konstrukcyjnie identycznych ze sterującymi, spełnia w reaktorze funkcję tzw. prętów bezpieczeństwa. Pręty te mają jedynie dwa położenia: górne i dolne. Podczas uruchamiania reaktora, pierwszą czynnością jest podniesienie ich do góry ponad rdzeń. Gdy trzeba w trybie awaryjnym przerwać reakcję łańcuchową, pręty te spadają gwałtownie do położenia dolnego, rozdzielając elementy paliwowe.

1

Teorię reaktorów jądrowych można znaleźć np. w monografiach: S.Glasstone, M.C.Edlund, Podstawy teorii reaktorów jądrowych, PWN, Warszawa (1957) oraz M.Kiełkiewicz, Teoria reaktorów jądrowych, PWN, Warszawa (1987)

1

Rys. 6.2 Gdy pręty sterujące zaczniemy wyciągać do góry, neutrony (czerwone) opuszczające elementy paliwowe będą mogły docierać do elementów sąsiednich i wywoływać w nich reakcje rozszczepienia

Ponieważ w trakcie pracy reaktora następuje silne grzanie się wszystkich prętów, należy od nich odprowadzać ciepło. Tę rolę może spełnić częściowo zbiornik wodny, wewnątrz którego znajduje się rdzeń, jednak tego rodzaju statyczne chłodzenie nie jest wystarczające. Podstawowy odbiór ciepła odbywa się przy pomocy wymuszonego obiegu wody w tzw. obiegu pierwotnym. Woda w basenie, jeśli jest to akurat reaktor typu basenowego, pełni nie tylko rolę chłodziwa lecz także tzw. moderatora, o którym powiemy nieco dalej. W znacznej mierze pełni ona też rolę osłony przed promieniowaniem.

Śluza

Komora gorąca Zestawy paliwowe w kanałach technologicznych

+.6.33

Basen technologiczny

R 3250 +4.1

12250

Wypalone paliwo

+2.25

+1.1

R 2250

Reaktor

-2.85 -2.85

Rys. 6.3 Przekrój przez układ reaktora MARIA w Świerku

2

Na rys. 6.3 pokazany jest przekrój przez reaktor doświadczalny MARIA w Świerku. Jak widać, na instalację składają się dwa baseny. W basenie głównym (o głębokości ok. 10 m) zanurzony jest rdzeń reaktora, obok pokazany jest basen przechowawczy (technologiczny) na wypalone paliwo, oba baseny zaś przedzielone są śluzą wodną, wewnątrz której można wykonać różne operacje mechaniczne na wypalonym paliwie przenoszonym z basenu reaktora do basenu technologicznego. Jest rzeczą oczywistą, że zbiornik reaktora musi być otoczony osłoną biologiczną, tj. warstwą materiału, stanowiącą osłonę przed promieniowaniem (głównie gamma) wychodzącym z rdzenia. Taką osłonę skutecznie stanowi np. warstwa betonu. Ponieważ reakcja rozszczepienia wywołana przez neutrony zachodzi tylko z określonym prawdopodobieństwem, część neutronów będzie wylatywała poza rdzeń i może być w związku z tym stracona dla inicjowania kolejnych reakcji rozszczepienia. Aby więc wykorzystywać neutrony w ekonomiczniejszy sposób, rdzeń reaktora otoczony jest warstwą materiału, który nie pochłania neutronów termicznych. Neutrony przelatując przez warstwę tego materiału mają dużą szansę na czołowe zderzenie z jądrami atomów tego materiału. W wyniku zderzenia mogą się odbić i powrócić do obszaru rdzenia, w którym mogą zainicjować kolejną reakcję rozszczepienia. Z tego właśnie względu materiał otaczający rdzeń nosi nazwę reflektora neutronów. Oczywiście woda w basenie reaktora też może częściowo pełnić rolę takiego reflektora. Reasumując: w konstrukcji reaktora wyróżniamy przede wszystkim: • Paliwo (elementy paliwowe) • Pręty sterujące • Pręty bezpieczeństwa • Moderator • Reflektor • Obiegi chłodzące • Osłonę biologiczną Rozpatrzmy teraz krok po kroku składowe części reaktora.

6.2 Paliwo Jak już mieliśmy okazję mówić, podstawowymi dla praktycznego wykorzystania reakcji rozszczepienia izotopami są izotopy 235U i 238U. Dwa inne izotopy rozszczepialne, 233U i 239 Pu, nie występują w stanie naturalnym i dopiero trzeba je wytworzyć. W pierwszym wypadku można tego dokonać naświetlając 232Th. W drugim - 238U strumieniem szybkich neutronów, w sekwencji reakcji: 238 92

239 239 U + n → 239 92 U → 93 Np→ 94 Pu

(dwa ostatnie rozpady, to oczywiście rozpady β- z okresami połowicznego zaniku odpowiednio 48 min i 4,7 dnia). Z tego względu o izotopach 232Th i 238U mówimy, że są paliworodne. 238U jest zatem pierwiastkiem (izotopem) zarówno rozszczepialnym, jak i paliworodnym.

3

O ile rozszczepienie 235U następuje z największym prawdopodobieństwem dla neutronów termicznych, rozszczepienie 238U następuje dla neutronów o energiach wyższych od ok. 1,1 MeV. I nawet stosunkowo niewielki przekrój czynny na to rozszczepienie nie zmienia faktu, że w typowym reaktorze, w którym paliwo zawiera głównie 238U, tworzy się 239Pu. Warto zwrócić tu uwagę na fakt, że przeciętna liczba neutronów rozszczepieniowych przypadająca na jeden akt rozszczepienia 239Pu, to ok. 2,9 neutronów, a więc więcej niż w wypadku 235U (ok. 2,4 neutronów). W typowym reaktorze energetycznym prowadzi to do sytuacji, w której około 1/3 całkowitej produkowanej energii pochodzi ze „spalania” plutonu. 239

Pu w wyniku pochłonięcia neutronu może się rozszczepić bądź przekształcić w 240Pu. Ponieważ izotop 239Pu ulega rozszczepieniom, w wyniku dłuższej pracy reaktora pozostaje w nim stosunkowo dużo 240Pu i jest go tym więcej im dłużej paliwo pracuje w reaktorze. Zjawisko to jest istotne z punktu widzenia militarnych zastosowań energii jądrowej, gdyż tylko niemal czysty 239Pu jest tu użyteczny. Z drugiej strony, efekt przekształcania się 238U w 239 Pu powoduje, że można skonstruować reaktor, który w miarę pracy będzie produkował dla siebie paliwo, a ściślej ilość paliwa po wypaleniu paliwa pierwotnego będzie większa. Taki reaktor, pracujący w tzw. cyklu uranowo-plutonowym na neutronach prędkich, nazywany reaktorem powielającym, omówimy w następnym rozdziale. Sama technologia tworzenia paliwa składa się z kilku kroków. Wydobytą rudę, metodami górniczymi lub przez wypłukiwanie pod ciśnieniem, kruszy się i poddaje działaniu kwasu, który rozpuszcza uran, a następnie sam uran odzyskujemy z roztworu. W końcowym etapie uzyskuje się z reguły koncentrat tlenku uranu U3O8, który jest tą postacią, w jakiej sprzedawany jest uran. W następnym etapie należy rozdzielić izotopy uranu i wytworzyć paliwo wzbogacone w 235U. O tym procesie już mówiliśmy. Samo wzbogacanie odbywa się w fazie gazowej, kiedy to z reguły tworzy się najpierw gazowy heksafluorek uranu UF6. Po wzbogaceniu UF6 przekształcany jest w dwutlenek uranu UO2, z którego formuje się pastylki. Podstawowe paliwo może być także w postaci węglików uranu lub w postaci metalicznej. W tzw. reaktorach IV generacji stosowane jest paliwo w formie kulek, o czym powiemy w rozdziale 7. Istnieją reaktory, które nie wymagają wzbogaconego paliwa, jak np. kanadyjski reaktor CANDU. Reaktory te mogą więc pracować na naturalnym uranie. W takich wypadkach wystarcza przeprowadzenie U3O8 w UO2. Jeśli chodzi o wykorzystanie transmutacji paliworodnego izotopu 232Th w rozszczepialny 233U (cykl torowo-uranowy), to stanie się ona opłacalna dopiero wtedy, gdy zasoby uranu zaczną się wyczerpywać. Lekko promieniotwórczy tor (okres połowicznego zaniku izotopu 232Th, to 1,4A1010 lat), który jest srebrzystym metalem, został odkryty przez uczonego szwedzkiego Jonsa Jakoba Berzeliusa w roku 1828. Samego toru w skorupie ziemskiej (w większości skał i gleb) jest ok. trzy razy więcej niż uranu, stąd też nadzieja na długotrwałe możliwości korzystania przez ludzkość z energii jądrowej. Sama gleba zawiera go w koncentracji ok. 6 ppm. Najczęściej spotykamy go w formie minerału, monazytu, będącego fosforanem toru. Ogółem ocenia się, że rezerwy toru na Świecie wynoszą 1 200 000 ton, z których 300 000 przypada na Australię, 290 000 na Indie, 170 000 na Norwegię, 160 000 na USA i 100 000 na Kanadę. W dalszej kolejności plasują się Południowa Afryka (35 000) i Brazylia (16 000). Sam metal łatwo zapala się w atmosferze powietrza i daje jasne światło. Stąd też jego zastosowanie w żarówkach, siateczkach używanych niegdyś w gazowych lampach turystycznych, w elektrodach spawalniczych itp.

4

Dwutlenek toru (ThO2) ma bardzo wysoką temperaturę wrzenia (3573 K). Szkło, zawierające ThO2 charakteryzuje się dużym współczynnikiem załamania światła, w związku z czym jest chętnie używane do produkcji soczewek i optycznych przyrządów naukowych. Jako paliwo reaktorowe (po transmutacji w 233U) tor ma pewną zaletę polegającą na powstawaniu większej liczby neutronów rozszczepieniowych niż w wypadku 235U czy 239Pu. Schemat reakcji neutronów z torem jest następujący: 233 233 233 n + 232 90Th → 90 Th → 91 Pa → 92 U

Co istotne, niemal cały tor znajdujący się w Ziemi może być użyty w reaktorze, podczas gdy, jak już mówiliśmy, zaledwie 0,7% uranu stanowi rozszczepialny 235U. Oznacza to, że z tej samej masy pierwiastka można otrzymać kilkadziesiąt (ok. 40) razy większą energię w wypadku toru. O wykorzystaniu toru w pierwszych reaktorach będziemy mówili przy okazji omawiania zarówno różnych rodzajów reaktorów, jak i koncepcji spalania i transmutacji odpadów promieniotwórczych z reaktorów. Kończąc ten paragraf przedstawiamy przekroje czynne na absorpcję i rozszczepienie wszystkich nuklidów, które nas interesują w kontekście paliwa reaktorowego, rys. 6.4 – 6.7.

Rys. 6.4 Przekrój czynny na wychwyt neutronu i na rozszczepienie dla 233U

5

Rys. 6.5 Przekrój czynny na wychwyt neutronu i na rozszczepienie dla 235U

Rys. 6.6 Przekrój czynny na wychwyt neutronu i na rozszczepienie dla 238U

6

Rys. 6.7 Przekrój czynny na wychwyt neutronu i na rozszczepienie dla 232Th i 239Pu

6.3 Spowalnianie neutronów w moderatorze

Ze względu na niskie przekroje czynne na rozszczepienie uranu-235 neutronami prędkimi, efektywne wykorzystanie neutronów każe spowalniać neutrony rozszczepieniowe. Spowolnienie następuje w wyniku sprężystego zderzenia neutronu z lekkim jądrem, a strata energii zależy od kąta rozproszenia. Materiały, w których neutrony się spowalnia noszą nazwę moderatorów neutronów. Jest rzeczą oczywistą, że materiały te nie powinny pochłaniać neutronów, a jeśli, to w nieznacznym tylko stopniu. Moderator jest tym lepszy im mniejsza liczba zderzeń potrzebna jest do spowolnienia neutronu rozszczepieniowego o energii 1 – 2 MeV do energii neutronów termicznych. Ponieważ akurat ten zakres energii jest nam potrzebny, spowalnianie neutronów nosi także nazwę termalizacji. Ponieważ spowalnianie zachodzi w ośrodku, w którym atomy wykonują ruchy termiczne, po pewnej liczbie zderzeń ustala się w moderatorze rozkład prędkości neutronów podobny do rozkładu prędkości cząsteczek gazu o danej temperaturze. Rozkład ten, znany pod nazwą rozkładu Maxwella-Boltzmanna, omówimy niezależnie.

6.3.1 Rozpraszanie sprężyste

Dla rozpatrzenia zderzeń można zastosować jeden z dwóch układów odniesienia: laboratoryjny lub układ środka mas. W pierwszym wypadku zakłada się, że jądro, z którym zderza się neutron jest w spoczynku. Jest to więc układ zewnętrznego obserwatora procesu rozpraszania (zderzenia). W wypadku układu środka mas zakładamy, że środek mas pozostaje nieruchomy. Jest to zatem układ, w którym obserwator porusza się razem ze środkiem masy neutronu i jądra. Oba układy przedstawione są na rys. 6.8. Niech jądro ma liczbę masową A, prędkość neutronu względem jądra będzie zaś v1. Dla neutronu możemy z dobrym przybliżeniem przyjąć liczbę masową za 1. Całkowita masa obu cząstek wynosi zatem A+1, a prędkość środka mas w układzie laboratoryjnym będzie vm =

v1 , A +1

7

(6.1)

(a) Ψ

neutron jądro

(b)

Θ v1 – vm

vm

neutron

jądro Położenie środka masy

Rys. 6.8 Zderzenie neutronu z jądrem w układzie laboratoryjnym (a) i środka mas (b)

gdyż pęd neutronu jest przy spoczywającym jądrze jednocześnie pędem środka masy. Właśnie z prędkością vm jądro powinno zbliżać się do środka masy w układzie (b), gdyż z założenia środek masy ma spoczywać. Jeśli tak, to prędkość neutronu w tym układzie musi być v1 - vm. A zatem, w układzie środka masy, pęd neutronu (masa jednostkowa) wynosi p n1 = 1 ⋅

Av1 A +1

(6.2)

W tym układzie pęd jądra wynosi Avm, jest równy co do wartości pędowi (6.2), lecz przeciwnie skierowany. Całkowity pęd układu przed zderzeniem jest więc równy zeru i z zasady zachowania pędu wynika, że tak być musi również po zderzeniu. Niech pęd neutronu po zderzeniu wynosi pn2, co oznacza, że pęd jądra po zderzeniu będzie równy –pn2.Wykorzystajmy teraz zasadę zachowania energii: 2

2

1 ⎛ Av1 ⎞ 1 ⎛ v ⎞ 1 1 p n2 2 ⎜ ⎟ + A⎜ 1 ⎟ = p n2 + 2 ⎝ A + 1⎠ 2 ⎝ A +1⎠ 2 2 A

8

2

(6.3)

skąd prędkość neutronu po zderzeniu wynosi vn 2 =

Av1 A +1

(6.4)

Oznacza to, że prędkość neutronu przed i po zderzeniu jest taka sama, a więc i prędkość jądra nie zmienia się wskutek zderzenia (oczywiście w układzie środka masy). Obliczenie prędkości neutronu po zderzeniu w układzie laboratoryjnym, vn2, jest łatwe. Układ (b) porusza się względem układu (a) z prędkością środka masy tj. vm. Tak więc interesującą nas prędkość można obliczyć składając prędkość środka masy z prędkością neutronu w układzie środka masy, patrz rys. 6.9. Z prostych rozważań trygonometrycznych mamy więc:

vn2

v2

Θ Ψ

vm

Rys. 6.9 Obliczanie prędkości neutronu w układzie laboratoryjnym

v 22 =

A 2 + 2A cos Θ + 1 2 ⋅ v1 (A + 1) 2

(6.5)

Jak wynika z powyższego rachunku, w wyniku zderzenia neutron stracił energię kinetyczną. Stosunek energii neutronu po zderzeniu do energii neutronu przed zderzeniem wynosi: E 2 v 22 A 2 + 2A cos Θ + 1 = = , E 1 v12 (A + 1) 2

(6.6)

a względna zmiana energii neutronu wynosi 2A ΔE E 2 − E 1 ≡ =− (1 − cos Θ) E1 E1 (A + 1) 2

(6.7)

Z wyniku (6.7) widzimy, że neutron rozprasza się bez straty energii gdy kąt Θ = 0, a więc gdy neutron po zderzeniu biegnie bez zmiany kierunku. Maksymalna strata energii pojawia się natomiast dla odbicia, gdy Θ = π, a więc przy zderzeniu centralnym. Wówczas energia neutronu po zderzeniu będzie energią najmniejszą:

9

E 2 min ⎛ A − 1 ⎞ =⎜ ⎟ ≡α E1 ⎝ A +1⎠ 2

(6.8)

Maksymalna względna zmiana energii przy jednokrotnym zderzeniu wynosi więc (ΔE) max 4A =− E1 (A + 1) 2

(6.9)

Z powyższych rozważań wynika, że w wyniku zderzenia neutronu z jądrem wodoru, czyli protonem, dla którego A=1, neutron może przekazać protonowi całą swą energię o ile zajdzie zderzenie centralne. Gdy A = 12 (zderzenie z jądrem atomu węgla), względna strata energii podczas zderzenia centralnego wynosi –0,284. Dla dużych wartości liczby masowej, powiedzmy większej od 50, wzór (6.9) można przybliżyć jako –4/A. Zastanówmy się teraz nad rozkładem prawdopodobieństwa rozpraszania neutronu pod danym kątem Θ. Na podstawie symetrii układu środka mas, nie widać powodu, aby rozpraszanie mogło mieć inną symetrię niż kulistą. Przypuszczenie to potwierdzają eksperymenty z wysokoenergetycznymi neutronami. Jeśli tak, to prawdopodobieństwo rozpraszania neutronu w kąt bryłowy dΩ dla kąta rozpraszania pomiędzy Θ a Θ+dΘ wynosi p ( Θ ) dΘ =

dΩ 2π sin ΘdΘ 1 = sin ΘdΘ = 4π 4π 2

(6.10)

Prawdopodobieństwo, że po rozpatrywanym rozproszeniu neutron będzie miał energię leżącą w przedziale (E2, E2+dE) obliczamy w prosty sposób: p(E 2 )dE = p(Θ)

dΘ dE dE

(6.11)

Ze wzoru (6.6) możemy łatwo obliczyć pochodną dE/dΘ: − 2A sin Θ dE = E1 ⋅ dΘ (A + 1) 2

(6.12)

Tak więc p(E 2 )dE =

⎛ 1 (A + 1) 2 ⎞ 1 (A + 1) 2 ⎟⎟dE = − sin Θ ⋅ ⎜⎜ − dE 2 4AE1 ⎝ E 1 2A sin Θ ⎠

(6.13)

Ponieważ neutron przy zderzeniu traci energię, prawa strona wzoru (6.13) jest dodatnia, jak być powinno. Porównując ten wynik z relacją (6.9) widać, że prawdopodobieństwo p(E2) jest odwrotnie proporcjonalne do maksymalnej wartości względnej zmiany energii neutronu, ta zaś zależy tylko od początkowej energii neutronu i od liczby masowej A. Można sprawdzić, że całka z p(E2)dE po całym przedziale zmienności energii E2 wynosi 1, jak być powinno.

10

Gdyby masa jądra była duża, układ laboratoryjny byłby de facto zaczepiony w środku masy. Tak jednak na pewno nie jest dla lekkich jąder. Elementarne rozważania trygonometryczne pokazują, że relacja między kątami rozpraszania Θ i Ψ jest następująca: cos Ψ =

A cos Θ + 1

(6.14)

A 2 + 2A cos Θ + 1

Istotnie, dla dużych wartości A widać, że oba kąty są bliskie siebie. Jeśli więc rozpraszanie w układzie neutronów na ciężkich jądrach jest kulisto-symetryczne w układzie środka masy, takim też pozostaje w układzie laboratoryjnym.

6.3.2 Efektywność moderatora

Dla oceny efektywności danego moderatora użytecznym parametrem jest średni logarytmiczny dekrement energii na jedno zderzenie. Wielkość ta mówi o ile zmniejsza się logarytm energii neutronów podczas pojedynczego zderzenia. Definicja tej wielkości jest następująca: αE1

ξ ≡< ln E 1 − ln E 2 >=

∫

E1

⎛E ln⎜⎜ 1 ⎝ E2

⎞ ⎟⎟p(E 2 )dE ⎠

αE 1

∫ p( E

2

,

(6.15)

)dE

E1

gdzie współczynnik α określa maksymalną możliwą energię neutronu po zderzeniu i został zdefiniowany w równaniu (6.8). Mianownik (6.15) jest, jak mówiliśmy, równy jedności. Obliczenie całki w liczniku nie jest trudne, gdyż kładąc x = E2/E1 mamy α

ξ=

α (A − 1) 2 A − 1 1 α = + ln ln xdx = 1 + ln 1 A +1 2A 1 − α ∫1 1− α

(6.16)

Jak widać, w ramach rozpatrywanego przez nas modelu, który nie uwzględnia naturalnych ruchów jąder w materii, i który zakłada sferyczną symetrię rozpraszania w układzie środka mas, wartość ta nie zależy od energii początkowej neutronu, a jedynie od liczby masowej – charakteryzuje więc ośrodek spowalniający: moderator. Jeśli średnia wartość logarytmu stosunku (E2/E1) nie zależy od energii neutronu, to także i średnia wartość tego stosunku nie powinna zależeć od E1. Oznacza to, że dla danego rodzaju jąder, w pojedynczym zderzeniu neutron traci średnio zawsze ten sam ułamek energii. Dla A ≥ 2 z dobrym przybliżeniem możemy wynik (6.16) przybliżyć przez ξ=

2

(6.17)

2 A+ 3

11

Tablica 6.1 podaje wartości średniego logarytmicznego dekrementu energii dla różnych ośrodków monoizotopowych. W ostatniej kolumnie podano średnią liczbę zderzeń, Nc, potrzebnych na zmniejszenie początkowej energii neutronu 2 MeV do poziomu energii neutronu termicznego – 25 meV, a więc 1 2 ⋅ 10 6 18,2 N c = ln ≈ −3 ξ 25 ⋅ 10 ξ

(6.18)

Tabela 6.1 Wartości średniego logarytmicznego dekrementu energii dla różnych izotopów

ξ 1,000 0,725 0,425 0,268 0,209 0,158 0,120 0,00838

Izotop H 2 H (D) 4 He 7 Li 9 Be 12 C 16 O 238 U 1

Nc 18 25 43 67 86 114 150 2172

Jak wynikałoby ze wzoru (6.18), im wartość ξ jest większa, tym liczba zderzeń potrzebnych do spowolnienia neutronu będzie mniejsza, a więc moderator z materiału o dużej wartości ξ będzie efektywniejszy (oczywiście takie rozumowanie może dotyczyć tylko danego stosunku E1/E2). W praktyce jednak należy uwzględniać także wartość makroskopowego przekroju czynnego na rozpraszanie, tj. iloczyn gęstości jąder rozpraszacza i przekroju czynnego na rozpraszanie na pojedynczym jądrze. Oznaczając ten makroskopowy przekrój czynny jako Σs możemy wprowadzić lepszą miarę zdolności spowalniającej moderatora, a mianowicie iloczyn ξ⋅ Σs. Iloczyn ten, dobrze charakteryzujący zdolność spowalniania jąder rozpraszacza znajdujących się w 1 cm3, nazywamy makroskopową zdolnością spowalniania. Oznaczając gęstość moderatora przez ρ, liczbę atomową jako A, a mikroskopowy przekrój czynny na rozpraszanie na jednym jądrze przez σs, naszą makroskopową zdolność spowalniania obliczymy więc ze wzoru:

S = ξ ⋅ N Av ρσ s / A ≡ ξ ⋅ Σ s ,

(6.19)

gdzie NAv jest liczbą Avogadra. Nasz opis działania moderatora jak dotąd nie uwzględniał faktu, że neutrony mogą być w moderatorze także absorbowane, a makroskopowy przekrój czynny na taką absorpcję może wcale nie być bardzo mały. Oznaczmy go przez Σa. Jest rzeczą oczywistą, że im większa będzie absorpcja, tym gorszy będzie moderator, gdyż sam fakt, iż spowalnia on lepiej lub gorzej neutrony nic nam nie da, jeśli neutronów w układzie będzie ubywało. Z tego właśnie względu bor i lit, choć mają jądra bardzo lekkie, nie nadają się do użycia jako moderatory, gdyż silnie pochłaniają neutrony. Skuteczność moderatora możemy zatem mierzyć współczynnikiem spowalniania:

12

Ss =

S Σa

(6.20)

Wartości makroskopowej zdolności spowalniacza oraz jego skuteczności podane są w Tabeli 6.2. Należy zauważyć, że podane w tej tabeli moderatory zawierają w wypadku wody lekkiej i ciężkiej - oprócz wodoru (deuteru) - jeszcze tlen, którego charakterystyki trzeba także uwzględnić. Ponadto, w bardziej precyzyjnych ocenach należałoby uwzględnić rozkład wartości ξ, gdyż spowalniane neutrony mają różne energie i są także spowalniane do różnych energii. Niemniej jednak nawet przybliżone liczby podane w Tabeli 6.2 oddają stopień przydatności danej substancji jako moderatora. Tab. 6.2 Właściwości niektórych moderatorów

Moderator H2O D2O He*) Be C *)

S [cm-1] 1,53 0,370 1,6⋅10-5 0,176 0,064

Ss 72 12 000 83 159 170

przyjmuje się ciśnienie atmosferyczne i temperaturę pokojową

Tabela ta wyraźnie pokazuje, jak dobrym moderatorem jest ciężka woda. To, że lekka woda jest gorsza wynika, jak można się domyśleć, z faktu, że wodór ma większy przekrój czynny na absorpcję neutronów, natomiast nieco gorsze własności berylu lub grafitu biorą się głównie z faktu ich większej masy atomowej. Nie zmienia to faktu, że są to dobre moderatory, szczególnie tam, gdzie zastosowanie ciekłego moderatora byłoby niewskazane. Nawet tam, gdzie mamy już wodę w charakterze moderatora, możemy także użyć np. berylu jako drugiego moderatora. Takie rozwiązanie przyjęto np. w reaktorze MARIA w Świerku. Wprowadzony na początku tego paragrafu średni logarytmiczny dekrement energii nie charakteryzuje nam całej dynamiki procesu zderzeń w moderatorze. Jeśli obliczymy stosunek energii E0 neutronu z rozszczepienia do energii E neutronu rozproszonego w pojedynczym akcie rozpraszania, a przez u oznaczymy logarytm naturalny tego stosunku: u = ln

E0 E

(6.21)

to jest oczywistą rzeczą, że jeśli neutron wpierw spowolnił się do energii E1, a potem w wyniku innego zderzenia osiągnął energię E2, to różnica wartości u wyniesie Δu = u 2 − u1 = ln

E1 E2

(6.22)

Wielkość u nazywamy letargiem, a wzór (6.22) mówi nam, że średni logarytmiczny dekrement energii jest po prostu uśrednioną wartością zmian letargu przy jednym zderzeniu. W gruncie rzeczy sens wprowadzenia pojęcia letargu jest dwojaki: po pierwsze, neutron dla zwiększenia swojego letargu o konkretną wartość Δu musi zawsze doznać średnio takiej samej liczby zderzeń, niezależnie od posiadanej energii (ściśle biorąc jest to słuszne w

13

przybliżeniu sferycznej symetrii rozpraszania, kiedy to ξ jest niezależne od energii neutronu), a po drugie, energię neutronu można przedstawić jako zanikającą wykładniczo z letargiem:

E = E0 e −u

(6.23)

Rozpatrzmy na koniec średnią drogę swobodną, tj. średnią długość odcinka przebywanego przez neutron pomiędzy zderzeniami. Jeśli rozpatrzymy strumień neutronów nv biegnący w kierunku, powiedzmy, x, to w wyniku rozproszenia ubędzie z wiązki o jednostkowym przekroju poprzecznym − d(nv) = nvΣ s dx

(6.24)

neutronów (dla przypomnienia: n oznacza tu gęstość neutronów!). Względna zmiana strumienia neutronów wyniesie zatem: d(nv) = −Σ s dx, nv

(6.25)

co po scałkowaniu daje zależność strumienia od przebytej odległości x: nv = (nv) 0 e − Σs x

(6.26)

Wstawiając ten wynik do równania (6.24) widzimy, że na elemencie drogi dx po przebyciu drogi x od jakiegoś miejsca zerowego, dla którego przyjęliśmy x = 0, z nuklidami spowalniacza zderzyło się –d(nv) neutronów. Łączna droga przebyta przez te neutrony wynosi λ = x (nv) 0 Σ s e − Σs x dx

(6.27)

Wynika stąd, że łączną drogę przebytą przez wszystkie (nv)0 neutronów padających w punkcie x = 0 w jednostce czasu na jednostkową powierzchnię prostopadłą do kierunku x możemy obliczyć jako całkę z wyrażenia (6.27) dla x od zera do nieskończoności, o ile tylko nasz ośrodek przyjmiemy za nieskończony. A zatem, średnia odległość przebywana przez neutron pomiędzy zderzeniami wynosi: ∞

λs = −

∫ xd(nv) 0 ∞

∞

=

∫ d(nv) 0

∫ xe 0 ∞

∫e

−Σ s x

dx =

−Σs x

dx

1 Σs

(6.28)

0

6.4 Rozkład Maxwella – Boltzmanna

Średnia energia neutronów zderzających się z jądrami atomów moderatora staje się w przybliżeniu równa średniej energii kinetycznej atomów moderatora: końcowy rozkład prędkości neutronów tworzy się w sposób niewiele różny od ustalania się rozkładu prędkości cząsteczek gazu doskonałego w wyniku zderzeń pomiędzy cząsteczkami. Można z dobrym

14

przybliżeniem uznać, że neutrony znajdują się w równowadze termodynamicznej z atomami moderatora, a w każdym zderzeniu neutron może zarówno stracić, jak zyskać energię, gdyż atomy moderatora nie spoczywają. Efekt ruchów termicznych atomów moderatora był dotąd przez nas pomijany, gdyż rozpatrywaliśmy głównie problem spowalniania neutronów prędkich, pochodzących bezpośrednio z rozszczepienia. W miarę jak neutron traci energię i staje się neutronem termicznym, coraz ważniejszym elementem w rozproszeniu jest początkowy pęd i energia jądra, z którym się neutron zderza, a rozkład pędów neutronów rozproszonych, które przed rozproszeniem miały jedną energię, odzwierciedla rozkład pędów atomów, podobnie jak to się dzieje w rozpraszaniu komptonowskim fotonów na elektronach materii. Pomimo dynamicznie zmieniających się energii pojedynczych neutronów, jeśli moderator nie pochłania neutronów, albo pochłanianie to możemy zaniedbać, średnia energia neutronów w moderatorze ustala się zgodnie z prawem rozkładu Maxwella – Boltzmanna. Gdy n jest całkowitą liczbą neutronów w układzie, to liczba dn neutronów o energiach z przedziału (E, E+dE) wynosi: E dn 1 2π = e − kT E 2 dE 3 n (πkT ) 2

(6.29)

W powyższym rozkładzie T oznacza temperaturę ośrodka, a k – stałą Boltzmanna 2 . W rzeczywistości, rozkład prędkości neutronów różni się od rozkładu Maxwella-Boltzmanna głównie z powodu istniejącego zawsze pochłaniania neutronów. Pochłanianie to wzrasta ze zmniejszaniem się energii neutronów, tak więc średnia energia neutronów będzie nieco większa niż energia 3kT/2 wskazywana przez rozkład Maxwella-Boltzmanna. Jak mówimy, rzeczywiste widmo neutronów jest twardsze. Przykład rzeczywistego widma pokazany jest na rys. 6.10. Typowe przesunięcie widma odpowiada temperaturze ok. 70 K. Oznaczając przez n(E) liczbę neutronów o energiach w przedziale (E,E+dE), napiszemy

dn = n( E )dE ,

(6.30)

E 1 n( E ) 2π e − kT E 2 = 3 n (πkT ) 2

(6.31)

a więc

Ponieważ E = (1/2)mv2, gdzie m – masa, a v – prędkość neutronu, otrzymujemy 3

2 n (v ) ⎛ m ⎞ 2 − mv 2 2 kT = 4π ⎜ ⎟ v e n ⎝ 2πkT ⎠

2

k=8,61⋅10-15 eV/K

15

(6.32)

Natężenie neutronów [jedn. względne]

Widmo zmierzone na kolumnie termicznej Widmo Maxwellowskie Widmo zmierzone na wyjściu kanału poziomego

E [eV] v-1 [ms/m] λ [nm]

Rys. 6.10 Rzeczywiste widmo neutronów z reaktora mierzone na wyjściu tzw. kolumny termicznej (otwarte kółka) oraz na wyjściu typowego kanału poziomego (trójkąty) i rozkład Maxwella-Boltzmanna odpowiadający temperaturze moderatora (krzyżyki)

Różniczkując (6.32) względem prędkości i przyrównując pochodną do zera otrzymujemy najbardziej prawdopodobną prędkość neutronów: v0 =

2kT , m

(6.33)

która, jak się łatwo przekonać, odpowiada energii kT. Łatwo obliczyć, że temperaturze 298 K (25 oC) odpowiada energia kT = 25 meV, prędkość zaś 2200 m/s. Są to typowe wielkości charakteryzujące neutrony termiczne.

6.4 Współczynnik mnożenia w reaktorze

Omówimy tu jedynie sytuację w reaktorze pracującym w oparciu o rozszczepienie uranu-235 neutronami termicznymi. Reaktor taki, nazywany reaktorem termicznym, nie jest jedyny i na jego drugim biegunie znajduje się reaktor prędki, w którym reakcja powielająca dokonywana jest dzięki pochłanianiu neutronów prędkich. Taką reakcję łańcuchową na neutronach prędkich można otrzymać, gdy w paliwie reaktora znajduje się pluton-239 lub dużo uranu235. Pamiętajmy, że w gruncie rzeczy bomba atomowa (jądrowa), to po prostu szczególny reaktor na neutronach prędkich, w którym reakcja łańcuchowa nie zachodzi w sposób kontrolowany.

16

Aby uruchomić reaktor musimy dysponować pewną liczba neutronów termicznych. Przyjmijmy, że mamy n takich neutronów, i że neutrony te zostają pochłonięte przez paliwo. Niech w wyniku pochłonięcia neutronu termicznego przez jądro uranu-235 (a nawet i uranu238) powstaje średnio ν neutronów. Ze względu na pochłanianie, które nie prowadzi do rozszczepienia, liczba ta będzie niższa od 2,4 i równa:

η =ν

Σf Σp

,

(6.34)

gdzie Σf oznacza makroskopowy przekrój czynny na rozszczepienie neutronami powolnymi (liczba 235U na jednostkę objętości razy przekrój czynny na rozszczepienie) , a Σp oznacza całkowity przekrój czynny na pochłanianie neutronów we wszystkich procesach (a więc reakcjach (n,γ) i rozszczepienia). W tabeli 6.3 podajemy interesujące nas przekroje czynne .I tak dla 235U i neutronów termicznych ν=2,46, a η=2,08.

Tab. 6.3. Mikroskopowe przekroje czynne na rozszczepienie, wychwyt radiacyjny i rozpraszanie neutronów termicznych w uranie

Izotop

Rozszczepienie [b] 235 U 549 238 U 0 uran naturalny 3,92

Wychwyt radiacyjny [b] 101 2,8 3,5

Rozpraszanie [b] 8,2 8,2 8,2

W wyniku opisanego wyżej procesu otrzymujemy zatem n·η neutronów rozszczepieniowych, a więc prędkich. Część tych neutronów będzie pochłaniana w moderatorze i w paliwie w trakcie spowalniania. Neutrony prędkie wywołają też pewną liczbę rozszczepień w uranie238. Ponieważ w każdym akcie rozszczepienia uzyskujemy dodatkowe neutrony, liczba neutronów wzrasta o pewien czynnik ε, który nazywamy współczynnikiem rozszczepienia i definiujemy jako stosunek liczby neutronów prędkich wytwarzanych przy rozszczepianiu przez neutrony o wszystkich energiach do liczby neutronów otrzymywanych przy rozszczepianiu jedynie neutronami termicznymi. Inaczej mówiąc, uwzględnienie dodatkowych rozszczepień powoduje, że faktyczna liczba neutronów prędkich wzrasta do nηε. Jak podaje cytowana już monografia Glasstone’a i Edlunda, dla takich moderatorów, jak zwykła woda czy grafit ε ≈ 1,03 . Z liczby nηε neutronów prędkich tylko część ulegnie termalizacji. Inne ulegną wychwytowi rezonansowemu i dla procesu spowolnienia zostaną stracone. Jeśli prawdopodobieństwo uniknięcia wychwytu rezonansowego oznaczymy przez p, to ostatecznie liczba powstających neutronów termicznych będzie nηεp. Jednak i ten wynik nie jest jeszcze ostateczny, gdyż tylko pewien ułamek f 3 neutronów termicznych zostanie w dalszej kolejności pochłonięty w samym paliwie i będzie zatem użyteczny dla dalszych rozszczepień. Wielkość f nazywamy Dla reaktora jednorodnego f=N235σa235/( N235σa235+ N238σa238+ Nmodσamod), gdzie „mod” oznacza moderator, a Ni liczbę i-tego izotopu uranu na jednostkę objętości; σai jest przekrojem czynnym na absorpcję w i-tym izotopie uranu 3

17

współczynnikiem wykorzystania cieplnego neutronów. Tak więc stosunek liczby neutronów użytecznych w danym pokoleniu do neutronów poprzedniego pokolenia wynosi

k=

nηεpf = ηεpf n

(6.35)

Powyższe równanie definiuje nam współczynnik mnożenia neutronów w reaktorze i nazywane jest często wzorem czterech czynników. Warunkiem podtrzymywania reakcji łańcuchowej w układzie nieskończonym, dla którego powyższe rozważania były prowadzone, jest aby współczynnik mnożenia był równy jedności. Gdyby paliwem reaktora był jedynie uran-235, współczynniki ε i p byłyby równe jedności i wtedy mielibyśmy k = ηf.

1,0 p

f r r

2r

2R0

R0 Rys. 6.11 Zależność prawdopodobieństwa uniknięcia wychwytu rezonansowego (p) i współczynnika wykorzystania cieplnego (f) od promienia pręta paliwowego (R0) dla różnych promieni (r) moderatora wokół pręta.

Współczynniki η i ε charakteryzują dany rodzaj paliwa, natomiast wielkości p i f zależą od stosunku ilości paliwa i moderatora. Zależności te pokazujemy schematycznie na rys. 6.11. Z naturalnych względów chcielibyśmy, aby były one jak największe, jednak łatwo zauważyć, że 18

im będziemy mieli więcej moderatora, tym współczynnik wykorzystania f będzie mniejszy, gdyż neutrony będą w większym stopniu pochłaniane w moderatorze. Z kolei, jeśli będziemy zwiększać ilość uranu-238, zmniejszy się prawdopodobieństwo uniknięcia wychwytu rezonansowego. Ostatecznie należy tak dobrać skład paliwa i objętość moderatora, aby iloczyn pf był jak największy. Zadanie to nie jest trywialne, gdyż aby je rozwiązać należy rozwiązywać zagadnienie zależności efektywności mnożenia neutronów w układzie od geometrii tego układu. Inaczej będzie zachowywała się jednorodna mieszanina paliwa i moderatora, inaczej siatka prętów paliwowych zanurzonych w moderatorze, jeszcze inaczej jeśli miast prętów paliwowych będziemy korzystali z paliwa rurowego, a rozkład przestrzenny moderatora nie będzie jednorodny. Oczywiście, wzbogacenie paliwa w izotop uranu-235 zwiększa współczynnik mnożenia, jako że wzrasta wartość η. W praktyce wymiary reaktora muszą przewyższać rozmiary krytyczne, co wiąże się z koniecznością przekraczania warunków krytyczności w chwili rozruchu reaktora. Gdy reaktor osiąga założony poziom mocy, efektywny współczynnik mnożenia należy sprowadzić do jedności, aby generacja i utrata neutronów postępowały z takimi samymi szybkościami. Reaktor pracuje wtedy w, jak mówimy, stanie ustalonym. Tabela 6.4 Bilans strat neutronów w reaktorze pracującym na uranie naturalnym dla przeciętnej liczby stu rozszczepień

Źródła strat neutronów

Liczba straconych neutronów/100 rozszczepień 90 20 30 5

Absorpcja w 238U Absorpcja w 235U Absorpcja w moderatorze Absorpcja w elementach konstrukcyjnych reaktora i układzie chłodzenia Absorpcja w prętach sterujących Inne straty (zewnętrzne) Łącznie

2 9 156

Aby zorientować się w problemie otrzymania stanu stacjonarnego w reaktorze warto zwrócić uwagę na bilans neutronów w uranie naturalnym. Bilans ten przedstawia Tabela 6.4. Wynika z tej tabeli, że aby uzyskać kolejne 100 rozszczepień, musimy dysponować 256 neutronami, gdyż tylko 100 z nich podtrzyma reakcję powielającą.

6.5 Reflektor

Otrzymany wyżej współczynnik mnożenia został wyprowadzony przy cichym założeniu, że nasz ośrodek jest nieskończony. W praktyce jednak jest inaczej i musimy umieć uwzględniać fakt, że skończone rozmiary moderatora powodują, iż część neutronów będzie z niego uciekała. To pociągnie za sobą niejednorodność rozkładu energii w moderatorze, a więc zależność współczynników p i f od miejsca w reaktorze. Najważniejszą rzeczą jest jednak to, że przy skończonych wymiarach reaktora, warunek samopodtrzymującej się reakcji łańcuchowej nie odpowiada już k = 1 lecz sytuacji, w której w każdym kolejnym pokoleniu w wyniku pochłonięcia neutronu termicznego zachowany był także jeden neutron termiczny. Ponieważ prawdopodobieństwo P uniknięcia ucieczki neutronu jest mniejsze od jedności,

19

współczynnik mnożenia musi być odpowiednio większy od jedności. Ponieważ wielkość współczynnika mnożenia k jest głównie określona rodzajem paliwa, jego proporcją w stosunku do ilości moderatora i geometrią układu, reaktor może osiągnąć krytyczność tylko wtedy, gdy prawdopodobieństwo uniknięcia ucieczki jest odpowiednio duże. Ostatecznie warunek krytyczności reaktora ma postać kP =1

(6.36)

Iloczyn kP nazywa się efektywnym współczynnikiem mnożenia reaktora. Jeśli współczynnik ten jest większy od jedności, to układ nazywamy nadkrytycznym, jeśli mniejszy od jedności, to podkrytycznym. W reaktorze podkrytycznym strumień neutronów, a więc poziom mocy będzie stale malał. W reaktorze nadkrytycznym odwrotnie – poziom mocy będzie stale wzrastał. Bliższe rozpatrzenie procesów ucieczki neutronów każe zauważyć, że na wartość P będzie składał się iloczyn prawdopodobieństwa Pfast, że neutron prędki nie opuści reaktora nim stanie się neutronem termicznym i prawdopodobieństwa Ptherm, że neutron termiczny nie opuści reaktora przed schwytaniem go przez jądro. Tak więc, jeśli dla reaktora nieskończonego współczynnik mnożenia oznaczymy jako k ∞ , to wartość efektywna tego współczynnika w reaktorze o skończonym rozmiarze będzie k ef = k ∞ Pfast Ptherm

(6.37)

Teoria dyfuzji daje nam następujące relacje: Pfast = e − B τ 2

(6.38)

oraz Ptherm =

1 , 1 + B 2 L2

(6.39)

gdzie B jest pewnym parametrem o wymiarze odwrotności długości, zależnym od rozmiarów i geometrii reaktora, a wielkość τ jest tzw. wiekiem neutronu, zdefiniowanym jako kwadrat tzw. długości spowalniania neutronów szybkich, a więc pewnej średniej długości, na której neutron szybki ulega spowolnieniu do energii termicznych. Tabela 6.4 podaje wiek neutronu dla kilku moderatorów.

Tab. 6.4 Wiek neutronu dla wybranych moderatorów

τ [cm2] 33 120 98 300

Moderator H2O D2O Be C (grafit)

20

Wielkość L w równaniu (6.39) oznacza średnią odległość przebywaną przez neutron termiczny od chwili, gdy stał się on termiczny do chwili, gdy został pochłonięty przez jądro uranu. Wyraża się ona równaniem: L2 =

1 λtλa , 2

(6.40)

gdzie λa jest drogą swobodną ze względu na absorpcję, a λt drogą swobodną związaną ze współczynnikiem dyfuzji neutronów termicznych (D= λtv/3). Tabela 6.5 podaje wartości współczynników B2 dla kilku kształtów reaktora. Tab. 6.5 Wartości parametru B2 dla kilku kształtów reaktora 4

Kształt reaktora Kula o promieniu R Sześcian o boku S Walec o promieniu R i wysokości H Prostopadłościan o bokach a, b i c

B2 (π/R)2 3(π/S)2 (2,405/R)2+(π/H)2 (π/a)2 + (π/b)2 + (π/c)2

Jest rzeczą zrozumiałą, że im powierzchnia reaktora (rozumianego jako paliwo i moderator) będzie większa, tym liczba neutronów uciekających z układu też będzie większa. Objętość reaktora będzie w naturalny sposób decydowała zaś o ilości powstających neutronów. Tak więc prawdopodobieństwo uniknięcia ucieczki będzie rosło w miarę zwiększania objętości reaktora w stosunku do jego powierzchni. To przekłada się oczywiście na istnienie pewnych krytycznych wymiarów reaktora, niezbędnych dla zachodzenia samopodtrzymującej się reakcji łańcuchowej. Zauważmy, że jeśli zastosujemy paliwo o dużym stopniu wzbogacenia, to będziemy mogli pozwolić sobie na zwiększenie prawdopodobieństwa ucieczki neutronów, a więc na zmniejszenie gabarytów reaktora. Jest to wykorzystywane np. w budowie reaktorów do łodzi z napędem atomowym. Istnieje jednak stosunkowo prosty sposób na zmniejszenie ucieczki neutronów. Jest nim otoczenie reaktora odpowiednim materiałem, który charakteryzuje się małym przekrojem czynnym na pochłanianie neutronów, natomiast jest go stosunkowo dużo, aby prawdopodobieństwo zderzenia neutronu z jądrem tego materiału i wstecznego rozproszenia neutronu było duże. Materiał taki nosi nazwę reflektora neutronów. Typowym materiałem na reflektor jest grafit, beryl itp. Jak już mówiliśmy, obecność reflektora może znakomicie zmniejszyć masę krytyczną i w oczywisty sposób wielkość rdzenia reaktora, przez który będziemy rozumieli układ paliwa i moderatora. Wprowadzenie reflektora do układu zwiększa także średnią moc reaktora przy danej ilości paliwa. Dotyczy to nie tyle centrum reaktora, gdzie jak wykazują obliczenia gęstość strumienia neutronów jest słabo zależna od obecności reflektora, ile obszaru peryferyjnego rdzenia, w którym obecność reflektora zwiększa gęstość strumienia w bardzo istotny sposób, patrz rys. 6.12. Charakterystyczne maksima strumienia, naszkicowane na tym rysunku,

4

S.Szczeniowski, Fizyka Doświadczalna, cz. V.2 Fizyka jądrowa, PWN, Warszawa (1960)

21

można otrzymać ze szczegółowej analizy 5 , która jest poza obszarem zainteresowania niniejszego wykładu. W skrócie, taki rozkład mówi, że szereg neutronów termalizuje się dopiero w reflektorze. Warunki, którym powinien odpowiadać materiał reflektora są stosunkowo proste. Po pierwsze, chcemy aby neutron powrócił z reflektora do rdzenia, co oznacza, że średnia droga swobodna neutronu w reflektorze nie powinna być duża. Jeśli rozpraszanie w rdzeniu jest izotropowe, prawdopodobieństwo powrotu neutronu do rdzenia będzie tym większe, im większy będzie kąt bryłowy, pod którym rozproszony neutron „widzi” rdzeń. Jest rzeczą oczywistą, że im krótsza jest średnia droga swobodna, tym ten kąt bryłowy będzie większy. Ponadto, im krótsza będzie droga neutronu w reflektorze, tym mniejsze będzie prawdopodobieństwo jego pochłonięcia przez materiał reflektora, gdyż prawdopodobieństwo to na odcinku drogi dx jest równe Σadx, gdzie Σa jest makroskopowym przekrojem czynnym na pochłanianie. Oczywiście mniejsza wartość przekroju czynnego na pochłanianie oznacza niejako automatycznie lepsze warunki dla pracy reflektora. Wreszcie, łatwo zauważyć, że jeśli neutron wraca do rdzenia z możliwie małą energią, jego możliwości inicjowania reakcji rozszczepienia rosną. Ponieważ większość uciekających z rdzenia neutronów, to neutrony o energiach większych od termicznych, dobrym reflektorem będzie materiał, który mógłby także służyć jako moderator.

reflektor

reflektor

rdzeń

Rys.6.12. Rozkład strumienia neutronów termicznych w reaktorze w obecności reflektora (linia czarna) i bez reflektora (czerwona).

6.6 Sterowanie reaktorem

Jak wspominaliśmy na początku tego rozdziału, sterowanie reaktorem prowadzimy przy użyciu prętów sterujących. Aby być ścisłym należy jednak powiedzieć, że przez sterowanie reaktorem należy rozumieć utrzymywanie mocy reaktora na zadanym poziomie po uruchomieniu reaktora oraz wyłączanie, gdy pracę reaktora chcemy zakończyć. Mimo pozornej prostoty tego sterowania warto się zastanowić, w jaki sposób można kontrolować reakcję łańcuchową, która przebiega z wielką gwałtownością, gdyż czas potrzebny na 5

analiza ta jest przeprowadzona w monografii Glasstone’a i Edlunda oraz w cytowanej wcześniej monografii Kiełkiewicza.

22

rozszczepienie, to czas rzędu 10-12 s, a średni czas życia neutronu, wynikły z warunków wewnątrz reaktora, to ok. 10-3 s. Jeśli pręty sterujące miałyby istotnie sterować takim procesem ich mechaniczne reakcje na zwiększanie się lub zmniejszanie strumienia neutronów powinny odbywać się także w czasie rzędu milisekundy. Jest to w praktyce nie do zrobienia choćby ze względu na bezwładność układu mechanicznego związanego z takimi prętami. Na szczęście, oprócz natychmiastowych neutronów rozszczepieniowych istnieją także neutrony opóźnione o średnich czasach życia od 0,6 s do 80 s. Jest ich zaledwie 0,75% całości, jednak wystarcza to na wykorzystanie obecności tych neutronów do sterowania całym reaktorem. Uśredniając czasy życia neutronów opóźnionych otrzymujemy wielkość około 12 s, a to jak pokażemy wystarcza, aby można było manewrować prętami sterującymi. Jak pokażemy nieco dalej w tym paragrafie, liczba (lub gęstość) neutronów po upływie czasu t od chwili rozpoczęcia reakcji wynosi n = n 0 e t ( k ex / τn )

(6.41)

gdzie kex = kef –1 (kef – dane jest wzorem (6.37)), a τn jest średnim czasem pomiędzy dwoma kolejnymi rozszczepieniami, przy czym przez słowa „kolejne rozszczepienia” rozumiemy akt rozpoczęcia rozszczepień przez wszystkie neutrony, które powstały w poprzednim pokoleniu. Wielkość kex nazywana jest reaktywnością. Jeśli więc τn = 0,1 s, a k = 1,005, liczba neutronów będzie wzrastać 0,05 razy w ciągu sekundy miast 150-krotnego wzrostu, gdyby istniały tylko natychmiastowe neutrony rozszczepieniowe. Moc reaktora zmienia się w funkcji czasu wg identycznego równania, jak (6.41). Im większa jest reaktywność, która może być zarówno dodatnia, jak ujemna, tym zachodzące w reaktorze zmiany będą gwałtowniejsze. W odniesieniu do mocy reaktora, wzór typu (6.41) obowiązuje jednak tylko wtedy, gdy reaktywność reaktora jest mniejsza od 0,0075, tj. od wartości uwzględniającej udział neutronów opóźnionych. Jeśli literą β oznaczymy względną liczbę neutronów opóźnionych, to część (1-β)η wytworzonych neutronów będzie wysłana natychmiast, a pozostała część βη będzie wysyłana z opóźnieniem. Współczynnik mnożenia możemy więc przedstawić w postaci sumy dwóch wyrazów: współczynnika mnożenia dla neutronów natychmiastowych kprompt = k(1-β)

(6.42)

oraz współczynnika mnożenia dla neutronów opóźnionych kdelayed = kβ

(6.43)

Jeśli tak dobierzemy warunki pracy reaktora, aby wielkość kprompt była bliska (lecz mniejsza od) jedności, to szybkość narastania liczby neutronów w układzie będzie zależała tylko od sterowania przy pomocy neutronów opóźnionych. Ponieważ β = 0,0075, powyższy warunek będzie spełniony gdy efektywny współczynnik mnożenia będzie leżał pomiędzy jednością a 1,0075. Przy tej górnej wartości reaktywność przekracza 0,0075, a reaktor staje się, jak mówimy, natychmiastowo krytycznym, ponieważ reakcja łańcuchowa będzie mogła być podtrzymywana przez same neutrony natychmiastowe. W takiej sytuacji sterowanie reaktorem byłoby prawie niemożliwe, co oznacza, że sterowanie reaktorem należy prowadzić w taki sposób, aby reaktywność nie przekroczyła nigdy wartości 0,0075.

23

Neutrony opóźnione powstają także po wyłączeniu reaktora, wnosząc udział do tzw. ciepła powyłączeniowego 6 i spowalniając proces ostatecznego wyłączenia reaktora. Na szybkość tego wyłączenia mają także wpływ fotoneutrony generowane w reakcjach promieniowania gamma z berylem lub deuterem, jeśli akurat te pierwiastki były użyte jako moderatory neutronów. Oczywiście zwiększa to, choć niezbyt wiele, wielkość ciepła powyłączeniowego. Na pracę reaktora znaczący wpływ ma temperatura. Z jednej strony, jeśli mamy do czynienia z moderatorem wodnym, zmniejsza się gęstość moderatora ze wzrostem temperatury, co powoduje zmniejszenie gęstości rozszczepień. Z drugiej, wzrost temperatury powoduje wzrost szerokości rezonansów w przekroju czynnym na pochłanianie, a to z kolei powoduje zmianę (spadek) reaktywności. Takie ujemne sprzężenie temperaturowe sprzyja stabilności pracy reaktora. Rozpatrzmy dynamikę pracy reaktora nieco ściślej. Niech τn oznacza średni czas życia neutronów termicznych ze względu na pochłonięcie neutronu przez jądro paliwa. Jeśli prędkość neutronu wynosi v, to dla średniej drogi swobodnej ze względu na pochłonięcie λa τn =

λa v

(6.44)

W tym czasie gęstość neutronów zwiększyła się o nkex, a więc tempo przyrostu gęstości neutronów wynosi dn nk ex = τn dt

(6.45)

skąd otrzymujemy wynik (6.41). Niech w reaktorze znajduje się tylko jedna grupa neutronów opóźnionych. Uprości to nam obliczenia nie zmniejszając bynajmniej ogólności wyniku. Wyobraźmy sobie, że gęstość przestrzenna nuklidów emitujących neutrony opóźnione wynosi r, a średnia stała ich rozpadu wynosi λ. Jeśli ułamek neutronów opóźnionych wynosi, tak jak wyżej, β, to liczba neutronów generowanych w rozszczepieniach w jednostce czasu i objętości wynosi k ef (1 − β)

n , τn

(6.46)

natomiast n/τn jest liczbą neutronów pochłoniętych w jednostce czasu i jednostce objętości. Liczba neutronów opóźnionych, powstająca w jednostce czasu i objętości wynosi z kolei λr, a zatem mamy: dn n n = k ef (1 − β) − + λr dt τn τn

(6.47)

Ponieważ jednak kexβ << 1, możemy z dobrym przybliżeniem napisać (6.47) w postaci 6

Ciepło powyłączeniowe powstaje głównie z depozycji energii pochodzącej z rozpadów promieniotwórczych fragmentów rozszczepień. Tak więc nawet po wyłączeniu reaktora istnieje potrzeba odbierania ciepła.

24

dn n = (k ex − β) + λr dt τn

(6.48)

Liczba neutronów opóźnionych powstająca w jednostce czasu i objętości wynosi: k ef β

n τn

(6.49)

Tyle samo zatem musi powstawać nuklidów emitujących te neutrony. Przemiana promieniotwórcza, w wyniku której powstają neutrony opóźnione powoduje, że znika ich w jednostce czasu i objętości λr. Zatem dr n = k ef β − λr dt τn

(6.50)

Ponieważ jednak kexβ << 1, powyższe równanie można z dobrym przybliżeniem zapisać jako dr n =β − λr dt τn

(6.51)

Po scałkowaniu równań (6.48) i (6.51) otrzymujemy zatem: n = n 0 e μt

(6.52)

r = r0 e μ t ,

(6.53)

k ex , τ n + τ c (β − k ex )

(6.54)

oraz

gdzie μ=

gdzie τc = 1/λ. Wielkość ta wynosi 12,2 s, a β = 0,0075. Z równania (6.41) wynika, że okres reaktora, tj. czas, po którym strumień neutronów wzrasta e-krotnie wynosi T=

τn k ex

(6.55)

Przyjmując la = 40 cm, v = 2200 m/s otrzymujemy τn = 0,0002 s. Jeśli kex = 0,0025, to T = 0,08 s. Uwzględniając teraz neutrony opóźnione mamy: Tef =

1 τ n + τ c (β − k ex ) ≈ μ k ex

25

(6.56)

Przy założonych wyżej parametrach otrzymujemy Tef = 25 s, a więc czas bardzo długi, całkowicie wystarczający do sterowania mocą reaktora.

6.7 Elementy paliwowe

Konstrukcja elementów paliwowych i ich rozmieszczenie w moderatorze stanowi o efektywności reaktora, a obliczenie optymalnych parametrów przeprowadza się przy pomocy specjalnych kodów komputerowych. W najbardziej typowym rozwiązaniu łączy się pastylki z tlenku uranu lub sprasowanej mieszaniny uranu i np. aluminium w pręty, które zamyka się z koszulce z metalu odpornego na wysokie temperatury i korozję. Takim dobrym metalem jest cyrkon. Zespół od kilku do kilkudziesięciu, a nawet ponad stu prętów wkłada się do kasety i odtąd zamknięte w kasecie pręty stanowią element paliwowy. Rola zarówno koszulek metalowych prętów, jak i kasety polega także na tym, że powinny stanowić barierę przed uwalnianiem się radioaktywnych fragmentów rozszczepienia. Z drugiej strony, ze względu na generujące się w elemencie paliwowym ciepło, jego odbiór musi być jak najefektywniejszy, a to jest możliwe wtedy, gdy powierzchnie elementów paliwowych są jak największe. Pręty z paliwem nie są jedynym rozwiązaniem. Stosowane jest też paliwo rurowe, dla którego kaseta stanowi zespół kilku współosiowych rur. Paliwo rozmieszczane jest w co drugiej przestrzeni między rurami, w co drugiej zaś płynie woda chłodząca. Znane są też rozwiązania w których elementy paliwowe buduje się z płytek. Jest rzeczą oczywistą, że pochłanianie neutronów termicznych i rezonansowych wewnątrz elementu paliwowego jest większe niż w moderatorze. W związku z tym rozkład gęstości strumienia tych neutronów będzie w objętości rdzenia niejednorodny, a wewnątrz elementów paliwowych gęstość strumienia obu rodzajów neutronów będzie miała minimum. Zmniejszenie gęstości strumienia powoduje zmniejszenie prawdopodobieństwa pochłonięcia neutronów w paliwie, a więc zmniejszenie współczynnika wykorzystania cieplnego f i zwiększenie prawdopodobieństwa uniknięcia wychwytu rezonansowego p. Mimo wszystko jednak, dobór odpowiedniej geometrii układu paliwa z moderatorem i stosunku mas potrafi skompensować oba efekty, w rezultacie czego iloczyn fp w reaktorze niejednorodnym może być większy niż w jednorodnej mieszaninie paliwa i moderatora.

6.8 Zatrucie reaktora

W trakcie pracy, w paliwie następuje szereg przemian jądrowych, w wyniku których powstają produkty rozszczepienia o wysokich przekrojach czynnych na pochłanianie neutronów. Przez analogię, takie produkty rozszczepień nazywamy truciznami jądrowymi. Część z nich, to izotopy stabilne, jak np. 149Sm, którego przekrój czynny na pochłanianie neutronów termicznych wynosi aż 5⋅104 b. Inne, jak 135Xe, którego przekrój czynny na pochłanianie neutronów termicznych wynosi 2⋅106 b, są nietrwałe i rozpadają się. Okres połowicznego zaniku dla 135Xe wynosi 9,1 godz. Powstaje on jako produkt dwóch kolejnych rozpadów beta z teluru tworzącego się w rozszczepieniu uranu: 135 135 135 135 n + 235 92 U → 52 Te → 53 I→ 54 Xe→ 55 Cs

Końcowy produkt tych rozpadów, 135Cs, ma okres połowicznego zaniku 2,3⋅106 lat, jest więc z naszego punktu widzenia trwały. W powyższym łańcuchu rozpadów warto zwrócić uwagę 26

na powstający izotop 135I, którego okres połowicznego zaniku wynosi 6,6 godz. W trakcie pracy reaktora z jednej strony tworzy się 135Xe z rozpadu tego izotopu jodu, z drugiej zaś, 135 Xe przekształca się w wyniku pochłaniania neutronów w 136Xe, który już trucizną nie jest. W wyniku długotrwałej pracy reaktora ustala się zatem ilość ksenonu, który jest w reaktorze silną trucizną, i który w związku z tym prowadzi do spadku reaktywności reaktora. Jeśli reaktor zostanie wyłączony w gwałtowny sposób w wyniku np. zrzutu awaryjnego prętów bezpieczeństwa, nagromadzony jod będzie się jeszcze stosunkowo długo rozpadał tworząc trujący 135Xe, który tym razem nie będzie usuwany wskutek pochłaniania neutronów. Zjawisko to nosi nazwę jamy jodowej i powstaje przy zmianach mocy reaktora, kiedy to równowaga tworzenia się izotopów jodu i ksenonu zostaje zachwiana.

6.9 Promieniowanie Czerenkowa

Gdy spojrzymy się w głąb basenu wodnego pracującego reaktora zobaczymy charakterystyczne świecenie niebieskie wody w tym basenie (rys. 6.13). Zjawisko to, niezwykle spektakularne, nosi nazwę promieniowania Czerenkowa, w cześć odkrywcy zjawiska, P.A.Czerenkowa, który w roku 1934 podjął jego systematyczne obserwacje. Ze względu na znaczenie tego intrygującego zjawiska nie tylko z czysto wizualnej strony, poświęcimy mu trochę uwagi. Nota bene, obserwacja tego typu świecenia nie wymaga reaktorów, gdyż jest ono charakterystyczne dla roztworów silnie promieniotwórczych materiałów. Charakterystyczna dla zjawiska jest ciągłość widma, niezależność od środowiska, z którego się ono wydziela i od temperatury. Nie jest więc ono zatem znaną skądinąd luminescencją roztworów. Nie jest także promieniowaniem hamowania. Ma ono także specyficzne własności polaryzacyjne i kierunkowe. Teorię promieniowania Czerenkowa podali I.M.Frank i J.E.Tamm. Wyjaśnienie zjawiska podaje się z reguły jako analog tworzenia się akustycznej fali uderzeniowej za samolotem naddźwiękowym. W naszym wypadku chodzi o skutek przelatywania przez środowisko cząstki naładowanej o prędkości większej od prędkości rozchodzenia się światła w tym środowisku. Jeśli współczynnik załamania światła oznaczymy przez n, to wiemy, że światło w ośrodku będzie miało prędkość c/n, gdzie c oznacza prędkość światła w próżni. Z kolei, niech cząstka relatywistyczna ma prędkość βc, gdzie wartość β jest bliska jedności. W wypadku elektronów taka sytuacja ma miejsce, gdy energia elektronów wynosi kilka megaelektronowoltów. Rozpatrzmy więc co się będzie działo, gdy prędkość cząstki przekroczy prędkość światła, a więc spełniona będzie nierówność βc >

c n

(6.57)

lub β>

1 n

(6.58)

Szybka cząstka naładowana przelatując przez ośrodek, np. wodę, powoduje chwilowy stan polaryzacji atomu: wytworzone przez cząstkę pole elektryczne przesuwa chmurę elektronową względem jądra atomu. Gdy cząstka się oddali, chmura wraca na miejsce, a atom jako całość stanowi drgający, zanikający w czasie, dipol elektryczny, który emituje falę elektromagnetyczną. Każdy taki dipol na drodze cząstki jest źródłem fali kulistej,

27

wypromieniowywanej w tej samej fazie co inne, a więc mamy tu do czynienia ze zbiorem fal spójnych.

Rys. 6.13 Widok rdzenia reaktora zanurzonego w basenie wodnym

Jeśli długość odcinka od pierwszego źródła fali kulistej (A) do ostatniego (B) oznaczymy jako AB, cząstka przebiegnie ten odcinek w czasie

B 90o

C

AB βc W tym czasie światło przebiegnie drogę Δt =

ζ

A

AC =

c Δt n

(6.59)

(6.60)

Rys. 6.14 Rozchodzenie się promieniowania Czerenkowa

Jak widać, rys. 6.14, światło rozchodzić się będzie w stożku o kącie ζ określonym równaniem: cos ζ =

AC 1 = AB β n

(6.61 )

Równanie to wyznacza warunek tworzenia się promieniowania Czerenkowa: β>

1 n

(6.62)

28

Widać też, że maksymalna rozwartość stożka ograniczona jest do kąta ζmax: cos ζ max =

1 n

(6.63)

Dalsze rozważania prowadzą do wniosku, że wektor elektryczny fali promieniowania Czerenkowa jest zawsze prostopadły do kierunku rozchodzenia się fali, wektor magnetyczny zaś styczny do powierzchni stożka. Teoria Franka i Tamma pokazuje, że liczba fotonów emitowanych w przedziale częstotliwości (ν, ν+dν) na jednostkę drogi wynosi ⎛ 1 N(ν)dν = μ 0 e 2 ⎜⎜1 − 2 2 ⎝ β n

⎞ ⎟⎟dν, ⎠

(6.64)

gdzie μ0 oznacza przenikalność magnetyczną próżni. Oznacza to, że widmo promieniowania Czerenkowa jest ciągłe, przy czym większa energia wypromieniowywana jest przy wyższych częstościach, a więc w obszarze niebieskim i ultrafioletu. Dla przykładu można podać 7 , że cząstka o ładunku elementarnym i prędkości bliskiej prędkości światła (β ok. 1) przebiegając przez szkło flintowe o współczynniku załamania n = 1,59 wypromieniowuje w obszarze widzialnym od 750 nm do 400 nm około 320 kwantów na centymetr drogi. Z naszego punktu widzenia ważna jest także energia wypromieniowywana w przedziale częstości (ν, ν+dν). Musi być ona, zgodnie z (6.64), proporcjonalna do częstości, a ponieważ ta jest odwrotnie proporcjonalna do długości fali, zatem z dW ∝ν dν

(6.65)

dλ λ2

(6.66)

dW ∝ λ3 dλ

(6.67)

oraz dν ∝ wynika, że

Zależność ta wzmacnia nasz wcześniejszy wniosek o wzroście natężenia światła w miarę przesuwania się w kierunku ultrafioletu. Nie oznacza to jednak, że natężenie to będzie rosło w miarę przesuwania się ku jeszcze wyższym częstościom, gdyż współczynnik załamania już dla nadfioletu dąży do jedności, a przy wyższych częstościach staje się mniejszy od jedności, co oznacza obcięcie widma od strony fal krótkich. Z drugiej strony, od strony fal długich widmo to jest także odcięte ze względu na zwiększone pochłanianie promieniowania długofalowego w ośrodku.

7

J.Masalski, Detekcja promieniowania jądrowego, PWN, Warszawa (1959)

29

Promieniowanie Czerenkowa znalazło zastosowanie w konstrukcji liczników szybkich cząstek, tzw. detektorów Czerenkowa. Opis tych detektorów jednak znajduje się poza zakresem zainteresowania niniejszego wykładu.

6.10. Chłodzenie reaktora

Wysokie temperatury osiągane w elementach paliwowych i prętach sterujących każą intensywnie je chłodzić. Nawet wielkiej objętości basen wodny nie jest w stanie odebrać ciepła w wystarczająco efektywny sposób, stąd też istnieje konieczność wprowadzenia obiegu chłodzącej wody. Obieg ten jest z reguły obiegiem zamkniętym, dzięki czemu unikamy problemów ewentualnych skażeń promieniotwórczych, które mogłyby przedostawać się na zewnątrz. Obieg ten nazywamy obiegiem pierwotnym. W takim obiegu, woda nagrzana w rdzeniu reaktora zostaje skierowana do wymiennika ciepła, w którym jej ciepło zostaje zużyte np. na wytworzenie pary wodnej 8 . Temperatura samej wody w naturalny sposób wtedy spada. Jeśli osiągana wtedy temperatura jest zbyt wysoka, aby po ponownym wejściu wody do rdzenia woda ta chłodziła rdzeń zgodnie z założeniami, buduje się czasem obieg wtórny, który chłodzi wytwornicę pary w obiegu pierwotnym. Potrzeba tego obiegu zależy od konstrukcji reaktora i jego funkcji. Np. w tzw. reaktorze wodno-ciśnieniowym obiegu wtórnego nie ma, pojęcie zaś „zimnej” wody chłodzącej staje się problematyczne, jako że woda ta przed wejściem do rdzenia ma temperaturę ok. 280 oC. Jest jeszcze jeden element, na który trzeba koniecznie zwrócić uwagę – jest nim czystość wody w basenie reaktora. Woda ta jest bowiem wielokrotnie przedestylowana, jak mówimy – zdemineralizowana. Chodzi po prostu o to, że istnienie zanieczyszczeń w wodzie mogłoby powodować ich aktywację w strumieniu neutronów, co skutkowałoby podniesieniem się poziomu promieniowania wokół reaktora. W reaktorach basenowych, w których potrzebne są tysiące hektolitrów takiej wody buduje się systemy zabezpieczające, polegające na tym, że jeśli w zbiornikach stanowiących magazyn wody destylowanej wody jest jej mniej niż pewna założona objętość, reaktora nie daje się uruchomić. Wymagana czystość wody powoduje także, że kasety paliwowe i inne elementy, które są wkładane do środka reaktora chroni się przed powierzchniowymi zanieczyszczeniami. Woda nie jest jedynym możliwym ciekłym chłodziwem. W niektórych reaktorach stosuje się ponadto chłodzenie gazowe (powietrzem, CO2, helem), a także ciekłym metalem (Na, K lub Bi).

8

ciepło to może być użyte tylko do podgrzania wody w wymienniku ciepła

30

ROZDZIAŁ VII. JĄDROWYCH

PODSTAWOWE

RODZAJE

REAKTORÓW

7.1 Podstawy klasyfikacji Zgodnie z opisem pracy reaktora, podanym w poprzednim rozdziale, widać, że podstawami klasyfikacji mogą być rodzaje użytych reakcji i zespołów. W Tabeli 7.1 podajemy takie właśnie rozróżnienia. Tabela 7.1. Klasyfikacja reaktorów 1 Cecha Energia neutronów wywołujących rozszczepienie

Rodzaj reaktora 1. reaktor termiczny, tj. wykorzystujący neutrony termiczne, a w każdym razie o energiach poniżej ok. 100 eV 2. reaktor pracujący na neutronach prędkich o energiach głównie w zakresie 50 – 100 keV

Paliwo jądrowe (w postaci metalu, węglików lub tlenków, ceramik)

1. reaktor pracujący na uranie naturalnym 2. reaktor pracujący na uranie wzbogaconym 3. reaktor pracujący na 239Pu 4. reaktor pracujący na 232Th (ściślej – 233 U) 1. reaktor jednorodny 2. reaktor niejednorodny 1. reaktor wodny 2. reaktor ciężkowodny 3. reaktor z moderatorem berylowym 4. reaktor grafitowy 5. reaktor bez moderatora (prędki) 1. reaktor chłodzony wodą lub inną cieczą 2. reaktor chłodzony gazem (powietrze, hel, CO2, gaz dysocjujący) 3. reaktor chłodzony ciekłym metalem (ciekły sód i jego stopy, potas, bizmut) 1. reaktor basenowy (swimming pool) 2. inny 1. reaktor typu zbiornikowego 2. reaktor typu kanałowego 1. reaktor badawczy 2. reaktor energetyczny 3. reaktor powielający

Rozmieszczenie paliwa jądrowego moderator

chłodziwo

Basen wodny Warunki pracy rdzenia reaktora zastosowania

1

S.Szczeniowski, Fizyka Doświadczalna, cz. V.2. Fizyka jądrowa, PWN, Warszawa (1960); J.Mika w Encykopedii Fizyki Współczesnej, PWN, Warszawa (1983)

1

Wiele rozwiązań ma już charakter raczej historyczny, jak choćby reaktor jednorodny, czy reaktory chłodzone dwutlenkiem węgla lub związkami organicznymi. Podstawowy podział dotyczy raczej bezpośrednich zastosowań reaktora, a więc reaktor, jako narzędzie produkujące silne strumienie neutronów wykorzystywane do prowadzenia badań podstawowych na wiązkach neutronów, produkcji izotopów promieniotwórczych dla nauki, techniki i medycyny, a także do zmian własności materiałów (np. półprzewodników, koloru minerałów itp.) reaktor jako urządzenie produkujące energię na skalę przemysłową – reaktor energetyczny. W kolejnych paragrafach omówimy podstawowe rodzaje reaktorów energetycznych: - Reaktor wodno-ciśnieniowy PWR (od ang. Pressurized Water Reactor) - Reaktor z wrzącą wodą BWR (Boiling Water Reactor) - Reaktor chłodzony gazem AGR (Advanced Gas-cooled Reactor) - Reaktory kanałowe RBMK i CANDU - Reaktor powielający FBR (Fast Breeder Reactor) - Reaktor wysokotemperaturowy THTR (Thorium High Temperature Reactor) a w dalszej kolejności zajmiemy się reaktorami doświadczalnymi, w tym także impulsowymi źródłami neutronów.

7.2 Reaktor wodno-ciśnieniowy PWR

Zbiornik ciśnieniowy

Stabilizator ciśnienia

Pręty sterujące

Wytwornica pary

Turbina parowa

Generator prądu

Pręty paliwowe skraplacz Obieg chłodzący

Rys. 7.1 Schemat reaktora wodno-ciśnieniowego

2

Reaktory tego typu są obecnie najbardziej rozpowszechnionymi reaktorami energetycznymi. Są one także używane na statkach i łodziach podwodnych z napędem atomowym. Schemat reaktora PWR przedstawiony jest na rys. 7.1. Widać, że jest to reaktor typu zbiornikowego, w którym cały rdzeń umieszczony jest wewnątrz zbiornika ciśnieniowego z basenem wodnym. Woda w reaktorze PWR pełni rolę zarówno chłodziwa, jak i moderatora. Aby maksymalnie zwiększyć sprawność turbiny parowej, dąży się do wytworzenia pary o możliwie wysokiej temperaturze i ciśnieniu. Z tego względu woda chłodząca biegnie pod ciśnieniem ok. 15 MPa i ma temperaturę ok. 280 oC. Podczas chłodzenia rdzenia jej temperatura wzrasta do ok. 330oC. Ze względu na wysokie ciśnienia, w układzie obiegu chłodzącego musi być wmontowany stabilizator ciśnienia. Jego praca opiera się prostej zasadzie: jeśli ciśnienie wody w obiegu spada, woda w stabilizatorze jest podgrzewana, powstaje więc w nim więcej pary, która zwiększa ciśnienie w obiegu wody. Na odwrót, jeśli ciśnienie w tym obiegu jest zbyt duże, otwiera się w stabilizatorze ciśnienia zawór, którym wypuszcza się nadmiar pary. Ta przechodzi do zbiornika zrzutowego zamieniając się po drodze w wodę. Warto zwrócić uwagę na tempo przepływu wody: biegnie ona z prędkością 2 ok. 4 - 4,5 m/s, tak że przez rdzeń reaktora przepompowuje się ok. 20 000 kg wody na sekundę. Zarówno zawór, jak i zbiornik zrzutowy nie został pokazany na rysunku dla zachowania przejrzystości schematu. Z tego samego powodu nie pokazujemy, że obieg chłodzenia w rzeczywistym reaktorze składa się z kilku obiegów, a nie tylko jednego, jak sugerowałby rys. 7.1. Typowa średnica rdzenia reaktora, którego moc cieplna wynosi ok. 3500 MW, to 3-4 m, wysokość zaś, to 2,5-3,5 m. Zbiornik ciśnieniowy reaktora, wykonany z grubej (20-30 cm) stali ma średnicę 4-5 m i wysokość 12-15 m. Od wewnątrz zbiornik wyłożony jest stalą nierdzewną. Paliwo do tego typu reaktora jest z reguły wykonane w postaci pastylek z dwutlenku uranu, zamkniętych w koszulce z cyrkonu (stopu o nazwie Zircaloy) lub stali nierdzewnej. Aby zapewnić maksymalną powierzchnię prętów, gwarantującą dobre warunki chłodzenia, pręty paliwowe mają niewielką średnicę ok. 10 mm. W podanych wyżej warunkach chłodzenia wewnątrz rdzenia wydziela się ciepło o gęstości mocy rzędu 100 kW/dm3. W typowych rozwiązaniach reaktorów PWR wytwornice pary są zamknięte w zbiornikach pionowych, jak na rys. 7.1. W radzieckim analogu reaktorów PWR, których skrótem jest WWER (od ros. Wodno-Wodjannyj Energieticzeskij Rieaktor) zbiorniki wytwornic pary są ułożone poziomo. Nie ulega wątpliwości, że wszystkie pompy tłoczące, wszystkie liczne zawory muszą spełniać wysokie wymogi bezpieczeństwa. Zawory muszą szybko reagować na wszelkie pęknięcia w rurociągach, aby nie dopuścić do wycieku wody z obiegu chłodzącego. Należy być także przygotowanym na wyciek wody ze zbiornika (basenu) reaktora. W takich wypadkach konieczną rzeczą jest zapewnienie możliwie szybkiej dostawy wody do zbiornika reaktora. Służy do tego wysoko-ciśnieniowy zbiornik zapasowej wody, a że objętość tego zbiornika z natury rzeczy nie może być zbyt wielka, w układzie awaryjnego chłodzenia znajdują się także zbiornik średnio- i niskociśnieniowy. Wszystkie te zbiorniki są zwielokrotnione – z reguły mamy po 2-3 zbiorniki każdego rodzaju, na wypadek, gdyby z któregoś zbiornika nie można było przepompować wody do basenu reaktora. Samo pompowanie wykonywane jest klasycznie przez pompy elektryczne, co oznacza konieczność instalacji tylu pomp, ile jest 2

wszystkie przytoczone tu dane liczbowe wzięte z monografii R.Kiełkiewicza, Teoria reaktorów jądrowych, PWN, Warszawa, (1987)

3

zbiorników, a ponadto generatora typu Diesel do każdej pompy na wypadek awarii dostawy prądu w sieci. Reaktor wraz z obiegami chłodzenia znajduje się w budynku odpowiednio mocnej konstrukcji ze sprężonego betonu, wewnątrz którego buduje się czasem dodatkowy rodzaj ekranu. Budynek ten, noszący nazwę obudowy bezpieczeństwa, pełni bardzo istotną rolę, gdyż w wypadku maksymalnej możliwej awarii nie dopuszcza do wydostania się materiałów promieniotwórczych na zewnątrz. Aby takie wydostawanie maksymalnie utrudnić, w wypadku awarii przestrzeń pomiędzy obudową bezpieczeństwa, a wspomnianym ekranem zalewa się wodą. Ponieważ podstawowa awaria reaktora, którą się rozważa, polega na przegrzaniu rdzenia, w krótkim czasie może wokół reaktora i w jego obiegach chłodzenia wytworzyć się silna fala ciśnieniowa pary wodnej. Konstrukcje budynku i rurociągów muszą pozwolić choćby na krótką odporność na wysokie ciśnienie, natomiast rozwiązaniem, które można zastosować jest choćby to, które miało pracować w budowanej elektrowni w Żarnowcu, a mianowicie wieży lokalizacji awarii, widoczna na rys. 1.16 z prawej strony. Wieża ta składała się z wielu pięter ze zbiornikami wodnymi (rodzajem kuwet), przez które miała przechodzić para. Podczas przechodzenia para skraplała się, co powodowało szybki spadek jej ciśnienia. Na koniec wspomnimy jeszcze o dwóch innych układach związanych z bezpieczną pracą reaktora. Jeden to układ gospodarki borem, drugi – wodorem. Bor służy do wprowadzenia go do basenu reaktora w sytuacji awaryjnej. Jako materiał o bardzo wysokiej wartości przekroju czynnego na pochłanianie neutronów termicznych powoduje przyspieszenie akcji zatrzymania reakcji łańcuchowej. Drugi układ związany jest z kontrolowaniem procesu radiolizy wody, a więc rozpadu cząsteczek wody pod wpływem promieniowania. Układ ten ma nie dopuszczać do grożącego wybuchem niekontrolowanego łączenia się wodoru z tlenem. Jak z powyższego wynika, niezależnie od problemu zoptymalizowania pracy reaktora dla osiągnięcia maksymalnej mocy cieplnej, a dalej elektrycznej (nota bene przy mocy cieplnej 3400 MW otrzymywana moc elektryczna, to ok. 1100 MWe, a więc sprawność układu jest na poziomie 33%), podstawową troską konstruktorów jest zapewnienie maksymalnego bezpieczeństwa pracy całego układu. Rzeczywiście, przy obecnych założeniach projektowych, przegrzanie rdzenia z maksymalnie możliwą awarią nie może przekraczać jednego takiego zdarzenia na 100 000 lat pracy reaktora!

7.3 Reaktor z wrzącą wodą – BWR Reaktor z wrzącą wodą (albo reaktor wrzący) jest także często na świecie spotykanym rozwiązaniem. Typowy schemat reaktora BWR pokazany jest na rys. 7.2. Jego najistotniejszą cechą jest to, że wodę w rdzeniu reaktora doprowadza się do wrzenia, na wyjściu z reaktora zaś mamy parę nasyconą napędzającą turbinę parową. W odróżnieniu od reaktora PWR tutaj nie woda lecz para wodna jest zarówno chłodziwem, jak i tzw. czynnikiem roboczym – wytwornice pary nie są potrzebne, gdyż ta jest wytwarzana już wewnątrz reaktora. Nie należy stąd bynajmniej wnosić, że cała woda wpompowywana do zbiornika opuszcza go. W rzeczywistości konstrukcje obiegów wodnych są takie, że na zewnątrz wydostaje się około 1/3 wody przepływającej przez rdzeń. Równie ważną rzeczą jest uświadomienie sobie, że para poruszająca turbinę powinna być parą suchą, co oznacza, że wytworzona pierwotnie para musi zostać wpierw osuszona. Dzieje się to w odpowiednich separatorach wilgoci, w których

4

powoduje się zawirowania pary. W ich wyniku kropelki wody, jako cięższe, wylatują na zewnątrz, gdzie się skraplają i trafiają ponownie do obiegu chłodzenia. Reszta podlega jeszcze dalszemu osuszeniu, tak że wilgotność pary opuszczającej zbiornik reaktora jest rzędu 0,3%. Istnienie układu separatorów wilgoci i osuszaczy pary powoduje, że pręty sterujące należy wprowadzać do reaktora od dołu.

Rys. 7.2 Schemat reaktora typu BWR

Brak zamkniętego obiegu pierwotnego, a więc uproszczenie konstrukcji, jest wprawdzie zaletą, niemniej jednak ma to także i wadę, gdyż para poruszająca turbinę może zawierać związki promieniotwórcze, a to z kolei każe zwiększać bezpieczeństwo radiacyjne oraz utrudnia prowadzenie konserwacji i remontów. Para wodna, jako ośrodek o mniejszej gęstości niż sama woda, stanowi także gorszy moderator, musi być go zatem w rdzeniu relatywnie więcej. Reaktor BWR będzie zatem miał z reguły rzadszą siatkę prętów paliwowych. Ponadto, woda jest lepszym chłodziwem niż mieszanka wody i pary, co oznacza konieczność zwiększania w tym typie reaktora powierzchni elementów paliwowych. Elementy te będą miały zatem większe średnice niż w reaktorach typu PWR. To z kolei pociąga zmniejszenie się gęstości mocy wewnątrz reaktora, konieczność zwiększania rozmiaru rdzenia (dla tej samej mocy co odpowiedni reaktor PWR). Ciśnienie w obiegach wodnych wynosi tu ok. 7 MPa, a więc jest dwukrotnie mniejsze niż w reaktorach PWR. Podobnie, jak w reaktorach typu PWR, tutaj także mamy do czynienia z bardzo rozbudowanymi układami bezpieczeństwa. Rys. 7.3 pokazuje stosowany system barier technologicznych stanowiących o bezpieczeństwie reaktora.

7.4 Reaktory kanałowe RBMK i CANDU Ze względu na szczególną rolę jaką odegrał pracujący w Czarnobylu (Ukraina) reaktor RBMK (od ros. Rieaktor Bolszoj Moszcznosti Kanalnyj) musimy mu poświęcić oddzielny paragraf. Dla kontrastu opiszemy pokrótce także działający bezpiecznie reaktor kanałowy CANDU (od CANadian Deuterium Uranium). 5

Rys. 7.3 Mnogość barier bezpieczeństwa w reaktorze typu BWR

Podstawową istotą konstrukcyjną reaktora kanałowego jest zgromadzenie w jednej kasecie ciśnieniowej paliwa i układu do przepływu wody chłodzącej. Dzięki takiemu zabiegowi

6

można wymieniać paliwo w trakcie pracy reaktora, a nie raz na rok, jak to się typowo robi w reaktorach PWR i BWR. Taka częsta wymiana paliwa jest potrzebna wtedy, gdy paliwem jest uran naturalny, jak w wypadku reaktora CANDU lub wtedy, gdy niezależnie od produkcji energii chcemy mieć do czynienia z krótkim okresem wypalania paliwa, dzięki czemu można uzyskać względnie dużą produkcję 239Pu bez szkodliwego dla celów militarnych 240Pu i 241Pu. Na rys. 7.4 pokazujemy schemat reaktora RBMK, a na rys. 7.5 widok korpusu tego typu reaktora.

Rys. 7.4 Schemat reaktora RBMK

W gruncie rzeczy, oprócz samej konstrukcji kanałowej, reaktor RBMK różni się od typowego PWR lub BWR brakiem zbiornika ciśnieniowego, gdyż jego instalacja nie jest możliwa w sytuacji, w której musimy móc w każdej chwili wymieniać paliwo. Drugą cechą charakterystyczną jest brak obudowy bezpieczeństwa, której nie można było zbudować ze względu na wielką objętość samego reaktora. Trzecią jest kwestia moderatora: w RBMK moderatorem jest grafit. Tej sprawie musimy poświęcić nieco więcej uwagi.

Rys. 7.5. Widok korpusu reaktora RBMK z włazami dla wymienianego paliwa (fot. A.Strupczewski)

7

Rozmiar reaktora RBMK, to 7 m wysokości i 12 m średnicy. Jak powiedzieliśmy, moderatorem w RBMK jest grafit. Nie byłoby w tym niczego szczególnego, gdyż reaktory o tego typu moderatorze były konstruowane od początku rozwoju reaktorów energetycznych (jak choćby wspominany już w rozdz. I reaktor Calder Hall w Anglii). Używanie grafitu pociąga jednak za sobą pewne niebezpieczeństwo, gdyż jeśli nastąpi awaria układu chłodzenia, a jednocześnie nie będzie można zatrzymać pracy reaktora, wzrost temperatury grafitu powyżej 1000 K spowoduje jego zapłon. Nie wchodząc w szczegóły procedury, która doprowadziła 26 czerwca 1986 r. do awarii w Czarnobylu, tak właśnie tam się stało: pręty bezpieczeństwa nie zostały na czas opuszczone, a grafit zaczął się palić. Powstała para wodna i uwalniany wodór spowodowały kolejno dwa wybuchy (typu chemicznego!), a do atmosfery uwolniła się gigantyczna ilość (aktywność 8·1018 Bq) materiału promieniotwórczego. W świecie zachodnim reaktor typu RBMK, w którym termalizacja neutronów jest wyłącznie związana z grafitem nie byłby dopuszczony do eksploatacji, gdyż każda wnęka, jaka mogłaby się utworzyć w chłodziwie pochłaniającym neutrony powoduje wzrost reaktywności reaktora, a więc wzrost produkcji ciepła bez możliwości jego odprowadzenia. To z kolei prowadzi do podgrzewania wody, a więc zmniejszania jej gęstości i cały proces generacji ciepła ulega wzmocnieniu. Właśnie to dodatnie temperaturowe sprzężenie zwrotne, prowadzące do powstawania mocy setki razy przewyższającej moc nominalną, stało się w istocie przyczyną awarii w elektrowni Czarnobylskiej. Temperatura wzrosła powyżej punktu topnienia, chłodziwo odparowało i reagowało z koszulkami cyrkonowymi, powodując z kolei produkcję wodoru i w efekcie końcowym wybuch. Reaktor RBMK miał jeszcze jedną cechę „samobójczą”, a mianowicie sposób wsuwania prętów regulacyjnych do rdzenia. Aby wypchnąć wodę z kanału, pod prętem był zawieszony element grafitowy. Powodowało to, że przy wsuwaniu pręta bezpieczeństwa w głąb rdzenia chwilowo zwiększała się objętość moderatora, a więc miast tłumienia reakcji łańcuchowej następowało jej chwilowe spotęgowanie. Efekt ten był szczególnie niebezpieczny przy pracy reaktora na małej mocy, stąd też instrukcja technologiczna reaktora musiała szczególnie starannie uwzględniać ten obszar, gdyż był to obszar mocy, w którym reaktor zachowywał się niestabilnie. Efekt ten nie pojawia się przy wyższych mocach, gdyż efekty termiczne zmieniają warunki wychwytu rezonansowego neutronów (szerokość rezonansów wzrasta z temperaturą, a to prowadzi do wzrostu wychwytu neutronów). Zauważmy, że podobnego kłopotu nie ma przy stosowaniu wody, jako moderatora, gdyż podwyższanie temperatury wody powoduje zmniejszenie jej gęstości i odparowywanie, a więc osłabianie akcji termalizującej neutrony, co z kolei zmniejsza gęstość strumienia neutronów termicznych w rdzeniu. Tak więc reaktor z moderatorem wodnym ma niejako wbudowane ujemne sprzężenie zwrotne. Reaktor CANDU, którego schemat pokazuje rys. 7.6 jest także reaktorem kanałowym, ale jednocześnie typu PWR. Pracuje on w oparciu o uran naturalny, a jego osobliwością jest poziome umieszczenie prętów paliwowych w zbiorniku zwanym kalandrią. Moderatorem w CANDU jest ciężka woda, sam zbiornik wodny zaś nie jest zbiornikiem wysokociśnieniowym. Jak pokazano na rysunku, pręty sterujące wsuwa się od góry pomiędzy poziomą siatkę elementów paliwowych. Sam element paliwowy składa się z 37 prętów paliwowych ułożonych po 12 wiązek jedna za drugą. Jako wtórny system bezpieczeństwa przewidziano możliwość wpompowywania do zbiornika z moderatorem ciężkowodnym roztworu azotanu gadolinu.

8

Rys. 7.6 Schemat reaktora CANDU

7.5 Reaktory chłodzone gazem AGR

Rys. 7.7 Schemat reaktora chłodzonego gazem

9

Chłodzenie gazem także nie jest nowością w konstrukcji reaktorów energetycznych. Reaktor Calder Hall (o bardzo niewielkiej w świetle obecnych standardów mocy 23 MW) był właśnie chłodzony dwutlenkiem węgla krążącym w układzie zamkniętym i przenoszącym ciepło. Temperatura początkowa CO2 wahała się w tym typie reaktora w granicach od 330oC do 370oC. Reaktory typu AGR, których schemat pokazuje rys. 7.7, pracują na paliwie skonstruowanym z UO2 o wzbogaceniu około 4%. Moderatorem jest grafit, a chłodziwem CO2, jak w Calder Hall. Niestety gaz jako chłodziwo nie jest najlepszy, a to pociąga za sobą konieczność zwiększania rozmiarów rdzenia np. średnicy i wysokości do około 8-9 m. Przy początkowej temperaturze gazu chłodzącego rzędu 300oC, temperatura końcowa jest o około 350 stopni wyższa. W reaktorze tego typu można paliwo wymieniać w sposób ciągły.

7.6 Reaktory wysokotemperaturowe Omówimy tu elementy reaktora wysokotemperaturowego chłodzonego gazem. To, że poświęcamy mu oddzielny paragraf, a nie zrobiliśmy tego w poprzednim wynika głównie z faktu, że chodzi o nową generację reaktorów, w której pojawiło się kilka nowych koncepcji istotnych z punktu widzenia przyszłego zastosowania tego typu reaktora. W szczególności omówimy reaktor wysokotemperaturowy pracujący na torze (THTR od ang. Thorium HighTemperature Reactor). Reaktor tego typu pracował w Niemczech w latach 1985 – 1989. Jego moc cieplna wynosiła 760 MW, a wytwarzana moc elektryczna 307 MWe, czyli jego sprawność wynosiła 40,5%, co można porównać ze sprawnościami reaktorów PWR, które wynoszą ok. 30-33%. Kolejną zaletą reaktorów wysokotemperaturowych jest ich nadzwyczajne bezpieczeństwo. Skorupa grafitowa

Paliwo oraz materiał powielający

UO2+ThO2 lub UC+ThC

Warstwy grafitu 6 cm

0,5-0,7

mm Rys. 7.8 Element paliwowy reaktora typu THTR i pojedyncza granulka (TRISO) Elementami paliwowymi reaktora THTR-30 były kule o średnicy 6 cm, w których znajdowało się 35 000 mniejszych kuleczek o średnicy 0,5 – 0,7 mm. Każda z tych kuleczek zawierała nieco 235U i dziesięć razy większą ilość 232Th, jako materiału paliworodnego. W rezultacie tworzył się w trakcie pracy rozszczepialny 233U. Reaktor THTR należy więc zaliczyć do klasy

10

reaktorów powielających. Moderatorem był grafit w formie cienkich warstw pomiędzy kuleczkami. Usypane złoże kul paliwowych przesuwa się w trakcie pracy reaktora, a więc wypalania paliwa, w dół. Kule paliwa można wymieniać podczas pracy reaktora. W reaktorze THTR dokonywano wymiany około 620 takich kul dziennie. Każda przebywała w reaktorze 3 lata i przechodziła przez rdzeń sześć razy. Sterowanie odbywało się przy pomocy 51 prętów sterujących.

Rys. 7.9 Schemat reaktora THTR (1 – rdzeń reaktora, 2 – reflektor grafitowy, 3 – osłona żelazna, 4 - wytwornica pary, 5-cyrkulator gazu, 6 – obudowa z wstępnie sprężonego betonu, 7 – pręt sterujący, 8 – wylot kul, 9 – wlot kul, 10 – gaz chłodzący (He), 11 – stalowa osłona szczelna, 12 – świeża para, 13 – wstępny podgrzewacz, 14 – pompa tłocząca wodę, 15 – turbina wysokoprężna, 16 – turbina niskoprężna, 17 – generator prądu , 18 – wzbudnica, 19 – kondensor, 20 -woda chłodząca, 21 – pompa wody chłodzącej, 22 – chłodnia kominowa, 23 – obieg powietrza)

Chłodzenie reaktora odbywało się przy pomocy helu, który wchodził do reaktora (rys. 7.9) od góry, a jego temperatura na wejściu wynosiła 250oC. Ogrzany do temperatury 750oC hel wychodził dołem reaktora, a jego ciepło było wykorzystywane do produkcji pary wodnej w sześciu wymiennikach ciepła (na rys. 7.9 pokazane są tylko dwa). W rozwiązaniu japońskim (rys. 7.10) utrzymane zostało chłodzenie gazowe i złoże przesypującego się paliwa. Dodatkowo reaktor został schowany pod ziemię, co jeszcze podniosło jego parametry bezpieczeństwa. W nowych rozwiązaniach stosuje się urządzenia do detekcji stopnia wypalenia kul paliwowych. W zależności od wyniku kule te są lub nie są kierowane do wlotu paliwa.

11

Rys. 7.10 Pilotażowy reaktor HTTR-JAERI w obudowie bezpieczeństwa, zainstalowany pod ziemią. (skrót HTTR pochodzi od ang. High-Temperature Test Reactor)

Reaktory wysokotemperaturowe chłodzone helem i działające w oparciu o usypane złoże z kul należą do reaktorów tzw. IV generacji i można się spodziewać, że w ciągu najbliższych kilku lat rozpocznie się ich seryjna produkcja. W kulach paliwowych typu TRISO znajduje się około kilkunastu tysięcy kuleczek otoczonych ceramiką grafitową. Średnica kul (granulek) wynosi, podobnie jak w opisanym wyżej reaktorze niemieckim, 60 mm. Natomiast wewnętrzne mikrokuleczki o średnicy 0,9 mm mają znacznie bardziej złożoną konstrukcję. W rdzeniu mikrosfery znajduje się dwutlenek uranu, w kolejnych warstwach zaś m.in. węglik krzemu przedzielający dwie warstwy z tzw. węgla pyrolitycznego. Dokładność wykonania i niezawodność jest ogromna: dopuszczalna liczba defektów wewnątrz granulek, to 1 na miliard! Wysokie temperatury uzyskiwane na wyjściu z układu (mówi się nawet o 1000oC w wypadku chłodzenia helem) pozwalają na liczne wykorzystania tego typu reaktorów w przemyśle chemicznym (gazyfikacja węgla), odsalaniu wody morskiej, czy produkcji wodoru. Obecnie firma Eskom z Afryki Południowej rozwija konstrukcję reaktorów z usypanym złożem, które zamierza sprzedawać. Reaktor ten, typu PBMR (od ang. Pebble Bed Modular Reactor) jest reaktorem małej mocy (110 MWe) o dużej sprawności cieplnej 42-50%. Chłodziwem i gazem roboczym jest hel, którego temperatura na wyjściu osiąga 900oC (znajdująca się w nazwie „modułowość” właśnie oznacza jednonośnikowy obieg gazowy w odróżnieniu od np. obiegu wodno-parowego). Ponieważ gęstość mocy w rdzeniu jest niska, a przewodnictwo termiczne moderatora grafitowego wysokie, stopienie się rdzenia jest niemożliwe nawet jeśli chłodzenie helem zostanie z jakiś powodów stracone. Taki reaktor byłby niemal w połowie schowany pod ziemią. Jak się ocenia, koszt energii elektrycznej 12

produkowanej przez tego typu reaktor mógłby być na poziomie 1,6 centa/kWh. Niewielkie gabaryty zewnętrzne 50 m x 26 m x 42 m i bezpieczeństwo pracy powodują, że reaktor typu PBMR mógłby pracować w warunkach aglomeracji miejskiej.

7.7 Reaktory powielające Reaktory powielające działają w oparciu o reakcje rozszczepienia wywoływane przez neutrony prędkie, głownie w zakresie energii 50 – 100 keV. Choć nie wymagają one specjalnego moderatora, nie oznacza to, że nie zachodzą w nich procesy spowalniania neutronów. Procesy te związane są bowiem z rozpraszaniem neutronów na jądrach samego paliwa, a także na jądrach materiałów konstrukcyjnych reaktora. Należy się spodziewać, że stosunkowo niewielkie zasoby uranu, pozwalające na wykorzystywanie ich przez około 50-60 lat w ramach obecnej technologii reaktorów, wymusi rozwój wprawdzie droższych reaktorów powielających, pozwalających za to na myślenie o energetyce jądrowej w kilkusetletnim i dłuższym przedziale czasu (nawet do 3000 lat). Reaktory prędkie powstały stosunkowo szybko, gdyż pierwszy z nich, EBR-1, został uruchomiony w USA już w roku 1951, patrz rozdz. I. Inne powstały w b. ZSRR, Francji, Wielkiej Brytanii, Niemczech i Japonii. W sumie zbudowano i uruchomiono 19 reaktorów prędkich. Obecnie pracują tylko dwa takie reaktory (FBTR w Indiach i Biełojarsk 3 w Rosji). Dwa inne, Phenix (we Francji) i Monju (w Japonii) nie pracują, ale nie są wycofane z eksploatacji. Reaktory powielające na neutronach prędkich oznaczane są skrótem FBR od ang. Fast Breeder Reactor. Dzięki wykorzystaniu neutronów prędkich produkcja paliwa w postaci rozszczepialnego 239Pu jest w tych reaktorach znacznie efektywniejsza niż w reaktorach pracujących na neutronach termicznych. Wynika to z faktu, że z dużej liczby neutronów rozszczepieniowych, większej niż przy rozszczepieniach 235U neutronami termicznymi, średnio biorąc jeden jest używany dla podtrzymania reakcji łańcuchowej, pozostałe zaś mogą wytwarzać 239Pu. Jest rzeczą zrozumiałą, że wprowadzenie moderatora do tego typu reaktora byłoby niekorzystne, gdyż zmniejszałoby liczbę neutronów prędkich niezbędnych do pracy reaktora. Ten sam powód uzasadnia odejście od wody jako chłodziwa, gdyż niezależnie od możliwości spowalniania neutronów, wodór częściowo pochłania neutrony w reakcji H(n,γ)D. Dlatego też chłodziwem tego typu reaktorów jest raczej ciekły metal, np. sód, który bardzo skutecznie odprowadza ciepło, a jednocześnie ma wysoką temperaturę wrzenia, bo aż 883 oC. Pozwala to na niestosowanie zbiorników wysokociśnieniowych, jak w reaktorach PWR. Z kolei wysoka temperatura sodu w obiegu pierwotnym (300 – 600 oC) pozwala na uzyskiwanie dobrych parametrów termodynamicznych w wytwornicy pary przegrzanej w obiegu wtórnym (temperaturę 550 oC przy ciśnieniu 16 MPa). Przez rdzeń przepływa w ciągu sekundy kilka tysięcy kilogramów ciekłego sodu z prędkością 5-8 m/s. Większość reaktorów typu FBR, to reaktory basenowe, w których rdzeń i obiegi chłodzące zanurzone są w zbiorniku wypełnionym ciekłym sodem. Stosowanie sodu ma pewną wadę polegającą na aktywowaniu się promieniotwórczego izotopu 24Na. Aby więc odizolować obieg pierwotny od wtórnego stosuje się pośredni obieg sodowy. Inną, bardzo poważną wadą sodu jest jego łatwopalność. Warto zauważyć, że warunki powstawania nowego paliwa w reaktorze są stosunkowo ostre. W wyniku pochłonięcia neutronu przez jądro paliwa muszą być bezwzględnie generowane

13

dwa neutrony, gdyż jeden neutron musi służyć do podtrzymania reakcji, kolejny zaś do wytworzania paliwa (zauważmy, że nie mówimy tu o liczbie neutronów powstałych w wyniku rozszczepienia!). Dla neutronów termicznych liczba neutronów powstałych w rozszczepieniu izotopów 235U, 239Pu i 241Pu wynosi odpowiednio 2,4, 2,9 i 2,9, podczas gdy liczba neutronów powstałych przy pochłonięciu neutronu w paliwie wynosi tylko 1,8-2,2. Widać stąd, że reaktor pracujący na neutronach termicznych nie może być reaktorem powielającym, jako że należy pamiętać, że neutrony są dodatkowo absorbowane zarówno w moderatorze, jak i elementach konstrukcyjnych reaktora. Dla neutronów szybkich taka generacja neutronów wynosi 2,4 dla 239Pu oraz 2,6 dla 241Pu. Dodatkową zaletą przy wykorzystaniu neutronów prędkich jest to, że potrafią one wywołać rozszczepienie wszystkich izotopów uranu i plutonu, podczas gdy neutrony termiczne są to w stanie zrobić tylko dla jąder o nieparzystej liczbie masowej.

Generator pary Para

Paliwo (U, Pu)O2 w rdzeniu

Pręty sterujące

Płaszcz UO2

Para skroplona Pośredni wymiennik ciepła Obieg pierwotny sodu

Rys. 7.11 Schemat europejskiego reaktora powielającego EFR

Paliwem reaktorów FBR jest z reguły dwutlenek uranu o stosunkowo dużym stopniu wzbogacenia (15 – 75%). Dzięki temu wzbogaceniu, osiągane gęstości mocy wewnątrz reaktora są wysokie 3 – do 700 kW/dm3. Rdzeń reaktora o mocy rzędu 1000 MW (co daje ok. 600 MWe) ma średnicę około 1,5 m i wysokość ok. 1 m. Mały rozmiar rdzenia oznacza

3

Za monografią R.Kiełkiewicz, Teoria reaktorów jądrowych, PWN, Warszawa (1987)

14

automatycznie cienkie elementy paliwowe (tzw. szpilki paliwowe), o średnicy zewnętrznej rzędu 6-8 mm. Jeden element paliwowy (kaseta) składa się ze stu kilkudziesięciu szpilek. Rdzeń reaktora otoczony jest płaszczem, w którym tworzy się świeże paliwo tj. Taki płaszcz składa się z naturalnego lub zubożonego uranu.

239

Pu z

238

U.

Do znanych reaktorów powielających należą reaktor PHENIX o mocy 250 MW, pracujący w eksperymentalnej elektrowni jądrowej, a także SUPERPHENIX o mocy 1200 MWe (oba we Francji). Reaktory takie znalazły swoje zastosowania w napędach łodzi atomowych (w tym wypadku do chłodzenia używa się eutektyki ołowiu i bizmutu). Pracują też w USA, Wielkiej Brytanii i b. ZSRR. Schemat Europejskiego reaktora na szybkich neutronach (EFR – European Fast Reactor) pokazuje rys. 7.11. Część centralna rdzenia ma 4 m średnicy, a jej wysokość wynosi 1 m. Moc cieplna wynosi 3600 MW. Użycie ciekłego sodu jako chłodziwa powoduje, że w pobliżu rdzenia nie ma lekkich pierwiastków, co ogranicza automatycznie termalizację neutronów.

7.8 Reaktory ciepłownicze

Na rys. 7.12 pokazany jest reaktor ciepłowniczy typu SLOWPOKE (od ang. Safe LOW Power (K)critical Experiment) kanadyjskiej konstrukcji. Prototyp tego oryginalnego reaktora, pomyślanego głównie jako reaktor uniwersytecki, SLOWPOKE-1, powstał w roku 1970 w Chalk River w Kanadzie. W reaktorze tym woda spełnia rolę moderatora i chłodziwa. Woda w obiegu wtórnym ma temperaturę 85oC i może bezpośrednio być przesłana do systemu grzewczego. Ciekawostką jest umieszczenie reaktora pod powierzchnią gruntu.

Rys. 7.12 Schemat reaktora ciepłowniczego SLOWPOKE

W oryginalnym rozwiązaniu korzystano z paliwa wzbogaconego do poziomu 93%, na sam rdzeń o średnicy zaledwie 22 cm i wysokości 23 cm składało się zaś około 300 bardzo cienkich szpilek paliwowych (stop U-Al z zawartością uranu 28%). Reflektorem otaczającym

15

rdzeń i znajdującym się również pod rdzeniem był beryl, a dodatkowo nad rdzeniem była umieszczona płyta berylowa nasuwająca się nad rdzeń w miarę wypalania paliwa. Rozwiązanie to w oczywisty sposób pozwala na lepsze wykorzystanie wsadu paliwowego. Rdzeń umieszczony jest w basenie z lekką wodą, która zapewnia chłodzenie dzięki zwykłej konwekcji ciepła. Jeśli woda się nazbyt grzeje lub tworzą się w niej pęcherzyki powietrza, zmniejsza się stopień moderacji neutronów, a reaktor – dzięki ujemnemu sprzężeniu zwrotnemu – sam się wyłącza. Dzięki takiemu, jak mówimy, biernemu systemowi bezpieczeństwa 4 reaktor SLOWPOKE-2 może działać bez konieczności dozoru (a w każdym razie wystarcza tylko zdalny podgląd). Typowa moc reaktora wynosi 20 kW, jednak w kolejnej wersji, SLOWPOKE-3, moc cieplna reaktora została podniesiona do 2 - 10 MW, dzięki czemu może on pracować jako reaktor ciepłowniczy. Reaktory uniwersyteckie służą zarówno do szkoleń, jak i niektórych badań naukowych (np. związanych z neutronową analizą aktywacyjną).

7.9 ADS Potrzebne do wytwarzania materiałów rozszczepialnych silne strumienie neutronów można wytwarzać także w mniej konwencjonalny sposób, wykorzystując do tego celu tzw. reakcję kruszenia (spalacji). Reakcja ta zachodzi, gdy cząstka o bardzo dużej energii (np. proton o energii rzędu 1 GeV) uderzy w jądro. W wyniku takiej reakcji może powstać cały szereg procesów, a niektóre z nich pokazane są na rys. 7.13.

Proton o energii ok. 1 GeV

Kaskada wewnątrzjądrowa

Cząstka z kaskady

Silnie wzbudzone jądro parowanie

Rys. 7.13 Reakcja kruszenia

4

o systemach biernych (pasywnych) będziemy mówili więcej w kolejnym rozdziale

16

Choć podstawową ideę wykorzystania wielkiej liczby neutronów generowanych w procesie spalacji zawdzięczamy Ernestowi Rutherfordowi, dopiero w 1993 r. Carlo Rubia (lauereat Nagrody Nobla) podał bardzo twórczy projekt, łączący akcelerator protonów z reaktorem powielającym. Schemat ideowy układu, nazwanego szumnie „wzmacniaczem energii” (Energy Amplifier) pokazuje rys. 7.14. Zarówno układ Rubii, jak i podobny mu wcześniejszy układ zaprojektowany przez Bowmana, ze względu na ich potencjalne zastosowanie omówimy w rozdziale X. W obu układach protony o energii rzędu 1 GeV uderzają w tarczę z ołowiu (rys. 7.15), w wyniku czego tworzy się ogromna liczba neutronów – do 200 na jedną reakcję kruszenia. Neutrony wywołują w reaktorze podkrytycznym (k < 1) reakcję łańcuchową. Zgodnie z projektem Rubii, część energii wytworzonej w reaktorze ma być wykorzystana do zasilania akceleratora protonów.

Rys. 7.14 Idea „wzmacniacza energii”

Rys. 7.15 Reakcja kruszenia jąder ołowiu wysokoenergetycznymi protonami

17

Układy korzystające z akceleratora jako pierwotnego urządzenia noszą skrót ADS od ang. Accelerator Driven System – układów sterowanych przy użyciu akceleratora. Jak się sądzi, będą one szczególnie użyteczne przy postępowaniu z długożyciowymi odpadami promieniotwórczymi z energetyki jądrowej. Właśnie tej sprawie poświęcimy w rozdziale X wiele uwagi. Istotną cechą układów ADS, a obecnie istnieje bardzo wiele koncepcji technicznych, począwszy od rodzaju akceleratora, a kończąc na chłodzeniu itp., jest sprzężenie układu akceleratorowego z reaktorem podkrytycznym i praca przez cały czas w modzie podkrytycznym , a więc nie w sytuacji samopodtrzymującej się reakcji rozszczepienia. Układ jest więc podkrytyczny bez względu na to, czy akcelerator jest, czy nie jest włączony. Ten ostatni stanowi urządzenie sterujące pracą reaktora i to w stopniu znacznie bezpieczniejszym niż pręty sterujące w typowym reaktorze jądrowym. Dzieje się tak dlatego, że w ADS uźródło neutronów jest rozdzielone z materiałem rozszczepialnym dającym neutrony rozszczepieniowe. . Również ekonomia wykorzystania neutronów jest lepsza. Wreszcie, ADS może wykorzystywać jako paliwo materiały, które w normalnym reaktorze nie mogą być wykorzystywane, jak lżejsze aktynowce (w ang. minor actinides) czy duża ilość plutonu i niektóre fragmenty rozszczepienia. Pomimo różnic, zasadnicza fizyka opisująca działanie układów ADS jest identyczna z fizyką reaktorów, jak ją przedstawialiśmy w rozdziale VI. Schemat podstawowych składowych tego typu układów przedstawia rys. 7.16. Ładunek odpadów do szybkiego przetworzenia

Usuwanie produktów rozszczepienia

Transmutacja aktynowców i długożyciowych fragmentów rozszczepienia

Akcelerator liniowy lub cyklotron Protony o energiach 0,6–1,6 GeV kierowane są na tarczę Tarcza (Pb, Bi/Pb, itp.) Powstają neutrony spalacyjne

Większość produktów rozszczepienia zostaje usunięta

Reaktor podkrytyczny Powstaje wysoki strumień neutronów w otaczającym paliwie rozszczepialnym

10-30% energii do akceleratora, reszta do sieci energetycznej

Rys. 7.16 Podstawowe elementy układów reaktorowych sterowanych akceleratorem

7.10 Reaktory energetyczne w skrócie Spróbujmy podsumować, co wiemy o różnych rodzajach i funkcjach reaktorów energetycznych. Podsumowanie to przedstawiamy w formie Tabeli 7.2. Zwróćmy jednak uwagę, że wybór chłodziwa czy moderatora nie wpływa na funkcję, jaką ma pełnić reaktor. Ma on natomiast znaczenie dla rozmiarów i sposobu sterowania reaktorem. Zwracamy

18

również uwagę na terminologię użytą w tabeli: przez „niskie wzbogacenie” rozumie się zawartość 3-5% 235U w 238U. Natomiast „słabe wzbogacenie” mamy przy koncentracjach 235U 0,8-3%.

Tab. 7.2 Rodzaje i funkcje energetycznych reaktorów jądrowych (a) Typ reaktora

Reaktor lekowodny (LWR) Reaktor ciężkowodny BWR PWR Typowa funkcja Elektryczność Elektryczność, napęd Elektryczność, łodzi produkcja plutonu Chłodziwo Woda Woda Ciężka woda Moderator Woda Woda Ciężka woda Postać chemiczna UO2 UO2 UO2 lub metal paliwa Wzbogacenie w 235U Niskie Niskie Brak; uran naturalny Uwagi Para generowana Para generowana na CANDU oraz wewnątrz reaktora zewnątrz reaktora w reaktory w Savannah bezpośrednio obiegu wtórnym River kierowana na turbinę

(b) Typ reaktora

Reaktor z moderatorem grafitowym BWR PWR Typowa funkcja Elektryczność, Elektryczność, produkcja plutonu produkcja plutonu Chłodziwo Gaz (CO2 lub He) Woda Moderator Grafit Grafit Postać chemiczna UC2 lub metaliczny UO2 lub metaliczny paliwa uran uran 235 Wzbogacenie w U Słabe lub wcale Słabe Uwagi

Reaktory powielające FBR i LMFBR Elektryczność, produkcja plutonu Ciekły sód Nie jest konieczny PuO2 i UO2 w różnych proporcjach Mieszanina 235U i 239 Pu Reaktory tego typu Reaktory typu RBMK Reaktory produkujące pracują w Anglii i w b. ZSRR; reaktor w więcej paliwa niż Francji Hanford zużywają

W Tabeli 7.3 podajemy pracujące obecnie na świecie energetyczne reaktory jądrowe i ich niektóre charakterystyki. 5 Konstrukcja aż 79% reaktorów na świecie jest zasadniczo jedną z dwóch amerykańskich konstrukcji reaktorów wodno-ciśnieniowych. Reaktory te wytwarzają 88% energii elektrycznej produkowanej przez wszystkie reaktory. Jeśli chodzi o bezpieczeństwo, to po awarii reaktora w Czarnobylu przeanalizowano ponownie wszystkie elementy i przede wszystkim przeprowadzono szereg poprawek w konstrukcji reaktora RBMK, dzięki czemu nie grozi nam kolejna awaria tego typu jak w roku 1986. O systemach bezpieczeństwa, aktywnych i pasywnych, powiemy w następnym rozdziale. Powiemy tam również, czemu awaria typu czarnobylskiej nie powinna nam już grozić. 5

wg http://www.world-nuclear.org/opinion/opinion6.html

19

Tab. 7.3 Reaktory jądrowe pracujące na potrzeby energetyki Typ reaktora Kraje PWR USA, Francja, Japonia, Rosja BWR USA, Japonia, Szwecja AGR, Anglia Magnox*)

Liczba 252

GWe 235

Paliwo Chłodziwo Wzbogacony woda UO2

Moderator woda

92

83

Wzbogacony woda UO2

woda

34

13

CO2

grafit

CANDU

Kanada

33

18

Reaktor na neutronach prędkich (FBR) inne

Japonia, Francja, Rosja

4

1,3

Wzbogacony UO2 oraz uran metaliczny Naturalny UO2 PuO2 i UO2

Ciężka woda Ciekły sód

Ciężka woda brak

Rosja, Japonia RAZEM

5

0,2

434

365

*)

Schemat reaktora MAGNOX pokazany jest na rys. 7.17. Nazwa pochodzi od ang. Magnesium Alloy – specjalnego stopu z magnezem, cyrkonem i aluminium, użytego w reaktorze grafitowym, chłodzonym gazem. Stop ten jest szczególnie odporny na korozję. W reaktorze tego typu element paliwowy jest pojedynczym prętem paliwowym.

Patrząc na ewolucję reaktorów jądrowych, dzisiejsza technologia odpowiada tzw. III generacji reaktorów, które są głównie zaawansowanymi reaktorami lekkowodnymi. Jak się przewiduje, w latach 2010 – 2030 pojawią się reaktory generacji III+, które będą odznaczały się jeszcze bardziej podwyższonym poziomem bezpieczeństwa i będą bardziej ekonomiczne od swoich poprzedników. Bardziej masowe wprowadzanie generacji IV, a więc reaktorów typu HTGR, FBR, czy ADS, w których standardy bezpieczeństwa i ekonomika będą jeszcze lepsze, a ponadto w których paliwo będzie wykorzystywane w bardziej optymalny sposób, a ilość odpadów będzie zminimalizowana, to kwestia zapewne roku 2030 i lat późniejszych. W nawiązaniu do uwagi o optymalizacji warto zdać sobie sprawę z tego, że jest o co się bić, gdyż obecny stopień wykorzystania paliwa, to zaledwie kilka - kilkanaście procent! Tabela 7.4 podaje stan energetyki jądrowej na świecie z września 2006 r. wraz z zapotrzebowaniem na uran. Oczywiście kolumny dotyczące produkcji energii elektrycznej odpowiadają działalności elektrowni jądrowych. W tabeli „Reaktory planowane” podajemy dane dla reaktorów, które już uzyskały pełne fundusze na budowę, lub których budowa została rozpoczęta ale odłożona na czas nieokreślony. W kolumnach oznaczonych „L.” podajemy liczbę reaktorów. W ostatniej kolumnie podane jest zapotrzebowanie na uran. Warto pamiętać, że 65,478 ton uranu, to 77,218 ton U3O8.

20

Pręty sterujące

Zbiornik ciśnieniowy ze stali

Osłona z betonu

Para do turbogeneratora

Gorący CO2

Wytwornica pary

Moderator grafitowy Skroplona para Uran metaliczny w koszulce z Magnoxu

Chłodziwo CO2

Rys. 7.17 Schemat reaktora MAGNOX Tab. 7.4 Reaktory jądrowe na świecie: stan z września 2006 6 PRODUKCJA ENERGII ELEKTRYCZNEJ 2005 mld kWh

REAKTORY CZYNNE Wrzesień 2006

% e No.

REAKTORY REAKTORY REAKTORY POTRZEBY KONSTRUOWANE PLANOWANE PROPONOWANE URANU Wrzesień 2006 09. 2006 09. 2006 2006

MWe

L.

MWe

L.

MWe

L.

MWe

ton U

Afryka Płd.

12.2

5.5

2

1842

0

0

1

165

24

4000

329

Argentyna

6.4

6.9

2

935

1

692

0

0

1

1000

134

Armenia

2.5

43

1

376

0

0

0

0

1

1000

51

45.3

56

7

5728

0

0

0

0

0

0

1075

Brazylia

9.9

2.5

2

1901

0

0

1

1245

0

0

336

Bułgaria

17.3

44

4

2722

0

0

2

1900

0

0

253

Canada

86.8

15

18

12595

2

1540

2

2000

0

0

1635

Chiny

50.3

2.0

10

7587

5

4170

13

12920

50

35880

1294

Belgia

6

Dane z World Nuclear Association, 2006

21

Czechy

23.3

31

6

3472

0

0

0

0

2

1900

540

0

0

0

0

0

0

0

0

1

600

0

22.3

33

4

2696

1

1600

0

0

0

0

473

430.9

79

59

63473

0

0

1

1630

1

1600

10146

Hiszpania

54.7

20

8

7442

0

0

0

0

0

0

1505

Holandia

3.8

3.9

1

452

0

0

0

0

0

0

112

15.7

2.8

16

3577

7

3088

4

2800

20

10360

1334

Indonesia

0

0

0

0

0

0

0

0

4

4000

0

Iran

0

0

0

0

1

915

2

1900

3

2850

0

Izrael

0

0

0

0

0

0

0

0

1

1200

0

280.7

29

55

47700

2

2285

11

14945

1

1100

8169

Kazachstan

0

0

0

0

0

0

0

0

1

300

0

Korea Płn.

0

0

0

0

0

0

1

950

0

0

0

Korea Płd.

139.3

45

20

17533

1

950

7

8250

0

0

3037

Litwa

10.3

70

1

1185

0

0

0

0

1

1000

134

Meksyk

10.8

5.0

2

1310

0

0

0

0

2

2000

256

Niemcy

154.6

31

17

20303

0

0

0

0

0

0

3458

Pakistan

1.9

2.8

2

400

1

300

2

600

2

1200

64

Rumunia

5.1

8.6

1

655

1

655

0

0

3

1995

176

137.3

16

31

21743

3

2650

8

9600

18

21600

3439

Słowacja

16.3

56

6

2472

0

0

0

0

2

840

356

Słowenia

5.6

42

1

696

0

0

0

0

0

0

144

Szwecja

69.5

45

10

8975

0

0

0

0

0

0

1435

Szwajcaria

22.1

32

5

3220

0

0

0

0

0

0

575

0

0

0

0

0

0

3

4500

0

0

0

83.3

49

15

13168

0

0

2

1900

0

0

1988

19 103

98054

1

1065

2

2716

21

24000

19715

Egipt Finlandia Francja

Indie

Japonia

Rosja

Turcja Ukraina USA

780.5

Węgry

13.0

37

4

1773

0

0

0

0

0

0

251

Wielka Brytania

75.2

20

23

11852

0

0

0

0

0

0

2158

Wietnam

0

0

0

0

0

0

0

0

2

2000

0

ŚWIAT

2626 mld kWh

16

442 370,721

% e No.

PRODUKCJA ENERGII ELEKTRYCZNEJ 2005

MWe

REAKTORY CZYNNEE

28

22,510

No.

MWe

REAKTORY W BUDOWIE

22

62 No.

68,021 MWe

160 No.

118,825 MWe

65,478 ton U

ZAMÓWIONE POTRZEBY PROPONOWANE LUB URANU PLANOWANE

Rys. 7.18 Procentowy udział energii jądrowej w produkowanej w danym kraju energii elektrycznej

23

7.11 Reaktory badawcze 7.11.1 Reaktory stacjonarne Na rys.7.19 pokazany jest przekrój przez zbiornik basenu głównego reaktora doświadczalnego MARIA w Świerku. Czerwona strzałka pokazuje położenie jednego z kilku kanałów poziomych służących do wyprowadzania wiązki neutronów termicznych z reaktora. Jak widać na tym rysunku, kanały poziome mogą być ustawione względem rdzenia reaktora radialnie, stycznie lub pod kątem. Ustawienie kanału poziomego decyduje o tym, czy na wyjściu z kanału widmo będzie trochę „twardsze”, czy „miększe”, a przede wszystkim, w jakim stopniu będzie ono zanieczyszczone promieniowaniem gamma. Ceną za „czystą” wiązkę z kanału stycznego jest z reguły znacznie niższy strumień neutronów niż otrzymywany z kanałów radialnych. Rys. 7.20 pokazuje widok basenu głównego w przekroju pionowym. Reaktor MARIA jest wykorzystywany do produkcji izotopów promieniotwórczych (głównie na potrzeby medycyny) oraz do badań z zakresu fizyki fazy skondensowanej, które prowadzone są na wiązkach poziomych.

n

Rys. 7.19 Przekrój przez zbiornik główny reaktora MARIA w Świerku

24

Reaktor MARIA jest stosunkowo prostym reaktorem badawczym, w którym widmo neutronów wylatujących z kanałów poziomych jest typowym widmem neutronów termicznych. W innych reaktorach, jak w Instytucie Lauego-Langevina w Grenoble, czy w Laboratorium Leona Brillouina w Saclay (oba reaktory we Francji), ale i w wielu innych pracujących w Niemczech i innych krajach świata, wewnątrz reaktora montuje się dodatkowe układy pozwalające na otrzymanie większych strumieni zimnych neutronów o energiach poniżej ok. 5 meV, lub gorących neutronów o energiach powyżej 0,1 eV. W pierwszym wypadku stosuje się moderator o możliwie niskiej temperaturze (np. ciekły wodór w temperaturze 20 K). W drugim – kolumnę grafitową o temperaturze 1500 – 2000 K. Do podgrzania grafitu służy promieniowanie gamma wytwarzane w reaktorze. Przy takim rozwiązaniu musimy się raczej troszczyć o to, aby grafit się nie przegrzał niż aby się nagrzał do odpowiednio wysokiej temperatury.

n

Rys. 7.20 Przekrój pionowy przez basen główny reaktora MARIA w Świerku Często obecnie spotykanym rozwiązaniem jest wyprowadzanie neutronów termicznych i zimnych neutronowodami na wiele dziesiątków metrów poza halę reaktora. Takie neutronowody, wykorzystujące optyczne własności neutronów, dzięki którym neutrony o odpowiednio długiej fali mogą odbić się z niemal 100%. wydajnością od ścianek neutronowodu, mogą prowadzić wiązkę neutronów po łuku, dzięki czemu wiązka na wyjściu z neutronowodu nie ma domieszki neutronów szybkich, a także promieniowania gamma.

25

Reaktorem badawczym o najwyższym dziś strumieniu neutronów jest reaktor wysokostrumieniowy HFBR (od ang. High-Flux Beam Reactor) w Instytucie LauegoLangevina w Grenoble. Strumień neutronów termicznych wynosi w nim 1,2⋅1015 n/cm2s, a moc reaktora wynosi 57 MW (dla porównania: w reaktorze MARIA mamy strumień 2·1014 n/cm2s przy mocy 30 MW). 7.11.2 Spalacyjne źródła neutronów Reaktory stacjonarne nie są bynajmniej jedynymi źródłami neutronów termicznych (ewentualnie o widmie rozszerzonym w kierunku zimnych i gorących neutronów). W Anglii w Laboratorium Rutherforda-Appletona pracuje reaktor impulsowy, który do wytwarzania neutronów wykorzystuje reakcję kruszenia, rys. 7.13. Rys. 7.21 pokazuje podstawową ideę konstrukcyjną źródła.

magnes odchylający

Rys. 7.21 Neutronowe źródła spalacyjne dla wysokich i niskich częstości repetycji

Proton przyspieszony do energii 600 MeV potrafi wyzwolić w pojedynczej reakcji z jądrem wolframu czy ołowiu około 10 – 12 neutronów o energiach 2 – 3 MeV. Liczba ta wzrasta do 25 jeśli jądrem-tarczą jest 238U. Współcześnie używane akceleratory operują impulsami prądowymi o średnich w czasie natężeniach do około 0,5 mA i mogą przyspieszać protony do energii 500 – 800 MeV. Nawet tak wielkie prądy nie wystarczają, aby powstała w impulsie

26

wiązka neutronów miała średni w czasie strumień konkurencyjny do strumienia z wysokostrumieniowego reaktora stacjonarnego. Ten ostatni o mocy 50 MW potrafi wytworzyć w sposób ciągły ok. 4⋅1018 szybkich neutronów na sekundę. Gdy wiązka protonów ma energię 800 MeV, a średnie natężenie prądu wynosi 0,2 mA, produkcja neutronów (na sekundę) jest o dwa rzędy wielkości niższa. Jednakże w krótkim czasie trwania impulsu strumień neutronów jest wyższy i w związku z tym taka impulsowana wiązka nadaje się szczególnie dobrze wszędzie tam, gdzie chcemy obserwować zjawiska zależne od czasu.

Rys. 7.22 Widok hali eksperymentalnej w Rutherford-Appleton Laboratory w Anglii Najsilniejszymi źródłami spalacyjnymi neutronów są obecnie ISIS w Rutherford-Appleton Laboratory w Anglii (rys. 7.22) oraz IPNS (od Intense Pulsed NeutronSource) w Argonne, USA. Porównanie tych dwóch źródeł przedstawione jest w Tabeli 7.4.

27

Tab. 7.4 Porównanie parametrów źródeł spalacyjnych ISIS i IPNS ISIS 80 200 0,4 50 238 U 4⋅1016

Energia protonów [MeV] Natężenie prądu protonów [mA] Szerokość impulsu [μs] Częstotliwość impulsów [Hz] Jądro-tarcza Średnia liczba neutronów/s

IPNS 500 15 0,1 30 238 U 1,5⋅1015

Dość istotną różnicą między stacjonarnymi i spalacyjnymi źródłami neutronów jest ilość ciepła, którą należy odprowadzić z układu. O ile wynosi ona dla reaktorów wysokostrumieniowych 10 – 100 MW, dla źródeł spalacyjnych to zaledwie około 200 kW. W takim źródle kwestia chłodzenia jest o rzędy wielkości łatwiejsza do rozwiązania niż w reaktorach stacjonarnych. Osiągnięte dziś parametry reaktorów stacjonarnych wydają się maksymalnymi. Parametry spalacyjnych źródeł neutronów wciąż mogą być znacznie poprawione. Warto tu zwrócić uwagę, że spalacyjne źródła neutronów nie muszą być, jak w wypadku ISIS, źródłami impulsowymi. W Instytucie Paula Scherrera w Zurichu (Szwajcaria) pracuje źródło SINQ, które jest ciągłym źródłem neutronów. W źródle tym wiązka protonów o energii 590 MeV, której natężenie prądu wynosi 1 mA, wytwarza (3-6)·1016 wysokoenergetycznych neutronów (z reakcji kruszenia) na sekundę. Neutrony te są następnie spowalniane w moderatorze ciężkowodnym, reflektorem zaś jest płaszcz lekkowodny. Jedynie w wypadku źródła zimnych neutronów reflektorem jest ciężka woda. W układzie moderatora zainstalowane są neutronowody wyprowadzające zimne i termiczne neutrony na zewnątrz. W gruncie rzeczy, patrząc z zewnątrz, źródło to pracuje jak reaktor stacjonarny.

7.11.3 Reaktor impulsowy W zasadzie jedynym reaktorem impulsowym pracującym ostatnio na świecie jest reaktor IBR-2 w Dubnej pod Moskwą. Przekrój przez centralną część reaktora pokazuje rys. 7.22. Rdzeń reaktora składa się z obracających się reflektorów ustawionych współosiowo z jednej strony rdzenia. Elementem paliwowym jest dwutlenek plutonu otoczony przez reflektor stacjonarny z otworami na wolfram, spełniający rolę prętów sterujących oraz na wolframowe pręty bezpieczeństwa, które wprowadzone raptownie do reaktora zatrzymują jego pracę. Oba reflektory ruchome obracają się w przeciwnych kierunkach. Gdy spotykają się, silny efekt wstecznego odbicia neutronów i powrót tych ostatnich do rdzenia powoduje powstanie impulsu neutronowego. Neutrony powolne w opisywanym reaktorze otrzymywane są z moderatora wodnego (na rys. 7.23 widzimy ząbkowaną powierzchnię tego moderatora), znajdującego się tuż za stacjonarnym reflektorem. Na rysunku tym zaznaczyliśmy też obecność kanału poziomego do badań na wiązce; pokazany jest także wlot ciekłego sodu, który chłodzi reaktor. Jeden zestaw elementów paliwowych o wadze 65 kg 239Pu wystarcza na dziesięcioletnią eksploatację. Średnia w czasie moc reaktora IBR-2 wynosi 2 MW, a moc w piku - 1500 MW. Impuls neutronów jest stosunkowo szeroki, 250 μs, a strumień neutronów termicznych na powierzchni moderatora wynosi w piku 1016 n/cm2s. Porównując widmo neutronów 28

wychodzących z reaktora stacjonarnego i impulsowego IBR-2 rzuca się w oczy przede wszystkim znakomicie większy udział neutronów prędkich w widmie reaktora impulsowego. Mówiąc żargonem laboratoryjnym, widmo nie jest domoderowane.

MAKSYMALNY STRUMIEŃ NEUTRONÓW

Rys. 7.23 Część centralna reaktora impulsowego IBR-2 w Zjednoczonym Instytucie Badań Jądrowych w Dubnej pod Moskwą.

Reaktory stacjonarne Źródła akceleratorowe stacjonarne Źródła akceleratorowe impulsowe Trend dla reaktorów stacjonarnych Trend dla źródeł impulsowych

ROK PRODUKCJI Rys. 7.24 Maksymalne strumienie neutronów wytwarzane przez reaktory stacjonarne i impulsowe źródła neutronów

29

W miarę upływu lat intensywnie rozwijała się technika reaktorowa, powstawało wiele reaktorów badawczych, jednak strumień neutronów termicznych w reaktorach stacjonarnych osiągnął wyraźny pułap, patrz rys. 7.24. To natomiast, co ulegało zasadniczej ewolucji, to było rozwijanie umiejętności wykorzystywania jak największej liczby neutronów. Umiejętności te były też silnie rozwijane przy impulsowych źródłach neutronów i jak widać z rys. 7.23 możemy wciąż liczyć na zwiększanie strumieni w tych źródłach. Najwyżej usytuowane Europejskie Źródło Spalacyjne ESS (od ang. European Spallation Source) jest źródłem przyszłości, jego powstanie zależy od przeznaczenia przez Unię Europejską odpowiednich funduszy. Niemniej jednak przewidywany dla tego źródła strumień neutronów jest całkowicie w zasięgu możliwości technicznych.

30

ROZDZIAŁ VIII. BEZPIECZEŃSTWO ELEKTROWNI JĄDROWYCH 1 8.1. Źródła zagrożenia w elektrowni jądrowej W typowych reaktorach jądrowych pracujących w nowoczesnych elektrowniach jądrowych grzanie elementów paliwowych jest bardzo intensywne i wynosi od 300 do 500 W na każdy centymetr długości pręta paliwowego. Wykorzystujemy to ciepło do produkcji pary wodnej lub podgrzania gazu napędzającego turbinę. Zwracaliśmy też uwagę, że fragmenty rozszczepienia są z natury rzeczy promieniotwórcze, więc w ogólnym bilansie ciepła należy uwzględniać nie tylko to, co jest wynikiem hamowania fragmentów rozszczepienia w ośrodku, lecz także ciepło powyłączeniowe związane z emisją promieniowania z rozpadów promieniotwórczych fragmentów rozszczepienia. Ciepło to, choć niewielkie w porównaniu z ciepłem wydzielanym podczas rozszczepień, musi być także odbierane od paliwa, jeśli ma ono być chronione przed przegrzaniem i stopieniem. Wobec tego, że awarie łączą się zwykle z zakłóceniami w przypływie wody chłodzącej, a więc ze zmniejszonym odbiorem ciepła od paliwa, pierwszym zadaniem w razie awarii jest przerwać reakcję rozszczepienia, by zmniejszyć intensywność generacji energii i ułatwić odbiór ciepła od rdzenia. Zadanie to spełnia układ prętów sterujących. Jak mówiliśmy, w reaktorach z moderatorem wodnym istnieje ponadto ujemne sprzężenie zwrotne, zapewniające obniżenie mocy reaktora, gdy tylko wystąpi nadmierne podgrzanie wody. (sprzężenia takiego nie ma w reaktorach RBMK, które pracowały w kilku elektrowniach jądrowych w dawnym ZSRR, w tym także i w Czarnobylu). Wyłączenie reaktora w razie awarii w elektrowniach jądrowych z reaktorami wodnymi jest stosunkowo łatwą rzeczą. Natomiast problemem w reaktorach wszystkich typów jest zapewnienie niezawodnego odbioru ciepła od rdzenia już po wyłączeniu reaktora. Układy bezpieczeństwa reaktora muszą bowiem zapewnić permanentne pokrycie rdzenia wodą i chłodzenie pomimo wszelkich możliwych awarii, jak np. przerwanie zasilania elektrycznego z zewnątrz, uszkodzenie pomp, a nawet rozerwanie obiegu pierwotnego i utrata wody chłodzącej z reaktora. Choć w wyniku przegrzania się rdzenia do wybuchu jądrowego dojść nie może, jednak w razie braku odbioru ciepła paliwo może ulec przegrzaniu i uszkodzeniu, a zawarte w nim produkty rozszczepienia mogą wydostać się poza koszulki paliwowe i przeniknąć do chłodziwa. W poprzednim rozdziale wielokrotnie wspominaliśmy o tworzeniu systemu barier bezpieczeństwa w reaktorach. Na te bariery składa się materiał pastylek paliwowych (rys. 8.1), koszulki paliwowe (rys. 8.2), granica ciśnieniowa obiegu pierwotnego, wreszcie obudowa bezpieczeństwa, powstrzymujące wydzielanie produktów rozszczepienia z rdzenia do środowiska. Awarie powodujące tylko przegrzanie paliwa bez uszkodzenia obiegu pierwotnego – np. na skutek utraty przepływu chłodziwa - powodują zniszczenie pierwszych dwóch barier, ale bariera trzecia i czwarta pozostają nienaruszone.

1

Rozdział niemal w całości jest tekstem pracy A.Strupczewskiego, Ochrona przed zagrożeniami po awariach jądrowych, Biuletyn miesięczny PSE SA, wrzesień (2005), str. 10.

1

Rys. 8.1 Pastylka paliwa (z lewej). Przed dalszym wykorzystaniem pastylki są zamykane w obudowę ceramiczną (z prawej) 2 .

Rys. 8.2 Od pastylek paliwowych do zespołu paliwowego. Pastylki paliwowe zamykane są w osłonie metalicznej z cyrkonu, który jest odporny na korozję, ciepło i nie poddaje się promieniowaniu jonizującemu. Takie pręty paliwowe łączy się w zespoły paliwowe, które wstawiane są do reaktora.

2

Źródło rys. Rys. 8.1 i 8.2: Nuclear Energy Institute

2

Produkty rozszczepienia powstają w paliwie uranowym i pozostają w nim podczas pracy i po wyłączeniu reaktora. Droga, jaką przebywają jądra izotopów powstających przy rozszczepieniu jest bardzo krótka, rządu mikronów, tak że ponad 99% produktów rozszczepienia nie opuszcza pastylek paliwowych. Tak więc samo paliwo stanowi pierwszą barierę, powstrzymującą uwalnianie produktów rozszczepienia. Produkty rozszczepienia w postaci gazowej (jak ksenon lub krypton) lub takie jak jod czy cez, lotne w wysokich temperaturach (500-2000 oC) panujących w paliwie, częściowo wydostają się poza pastylki paliwowe, ale zatrzymywane są przez otaczające paliwo koszulki z cyrkonu, materiału bardzo wytrzymałego i odpornego na wysokie temperatury. Koszulki te stanowią drugą barierę chroniącą przed wyjściem produktów rozszczepienia. Od zewnątrz koszulki omywane są wodą, odbierającą od paliwa energię rozszczepienia w postaci ciepła, przenoszonego na zewnątrz reaktora w celu wytworzenia pary wodnej napędzającej turbogeneratory. Stężenia produktów rozszczepienia w wodzie są stosunkowo małe i ściśle kontrolowane, a w razie nagłego wzrostu tych stężeń reaktor zostaje wyłączony, znajduje się nieszczelne elementy paliwowe i usuwa się je z rdzenia. Woda chłodząca płynie w obiegu, którego ścianki, zawory itd. wykonane są z najwyższą starannością, z najlepszych materiałów, i podlegają kontroli podczas pracy i po wyłączeniu reaktora. Granica ciśnieniowa tego obiegu chłodzenia, zwanego obiegiem pierwotnym, stanowi trzecią barierę powstrzymującą uwalnianie produktów rozszczepienia. Na koniec, cały obieg pierwotny otoczony jest szczelną obudową bezpieczeństwa, stanowiącą kopułę ze zbrojonego betonu, często z dwóch koncentrycznych warstw, z dodatkową wykładziną stalową od wewnątrz, zwiększającą szczelność obudowy będącej ostatnią, czwartą kolejną barierą chroniącą otoczenie elektrowni przed wydostaniem się produktów rozszczepienia na zewnątrz. Najgroźniejsze są awarie z rozerwaniem obiegu pierwotnego, bo oznaczają one natychmiastową utratę trzeciej bariery i gwałtowny wypływ wody z obiegu. W reaktorach typu PWR woda pod ciśnieniem 15 MPa i o temperaturze około 330 oC, po rozszczelnieniu obiegu, gwałtownie rozpręża się do ciśnienia atmosferycznego i ulega odparowaniu. Prowadzi to do szybkiego opróżnienia obiegu pierwotnego a w szczególności do osuszenia rdzenia reaktora, w którym proces odparowywania wody jest najbardziej intensywny. Jeśli nie dostarczymy wody do rdzenia, nastąpi stopienie paliwa i otaczającej je koszulki, a więc utrata dwóch pierwszych barier. Jedyną ochroną pozostaje wówczas obudowa bezpieczeństwa. Dlatego projektanci reaktorów zapewniają wysokie zapasy bezpieczeństwa w projekcie obiegu pierwotnego i wykluczają wszelkie przewidywalne przyczyny jego uszkodzenia, a operatorzy kontrolują, czy obieg pierwotny nie uległ w toku eksploatacji osłabieniu. Jednocześnie wyposaża się elektrownię jądrową w układy bezpieczeństwa mające z najwyższą niezawodnością zapewnić dostarczenie wody (ewentualnie z domieszką absorbenta borowego) do rdzenia nawet w mało prawdopodobnym przypadku rozerwania obiegu pierwotnego. Wymagana niezawodność jest bardzo wysoka – awaria jednocześnie takiej liczby układów bezpieczeństwa, że mogłoby dojść do uszkodzenia rdzenia powinna zdarzać się nie częściej niż raz na 100 tysięcy lat pracy reaktora. Sto tysięcy lat to okres dłuższy od całej historii ludzkości, ze wszystkimi wojnami, zniszczeniami miast i wsi, trzęsieniami ziemi, migracjami ludów ... Jak osiągnąć tak wysoką niezawodność układów bezpieczeństwa reaktora?

3

8.2. Zasady bezpieczeństwa jądrowego Już od samego początku istnienia elektrowni jądrowych zdawano sobie sprawę z potencjalnych zagrożeń i podejmowano działania dla ochrony personelu i społeczeństwa przed skutkami możliwych awarii. Jako podstawowe założenie przyjęto, że ryzyko związane z energetyką jądrową powinno być mniejsze niż ryzyko związane z innymi metodami wytwarzania energii elektrycznej. Odstępstwo od tej zasady zdarzyło się, gdy w Związku Radzieckim zbudowano elektrownie jądrowe typu RBMK, bazowane na reaktorach przeznaczonych do celów wojskowych i charakteryzujące się wrodzonymi sprzężeniami zwrotnymi prowadzącymi do wzrostu ich mocy w sytuacjach awaryjnych. Twórcy tych elektrowni przerzucili na operatora odpowiedzialność za ich bezpieczeństwo, ale awaria w Czarnobylu udowodniła, że rozwiązanie takie jest nie do przyjęcia. Jedyną możliwą drogą dalszego rozwoju elektrowni jądrowych jest przyjęcie zasad filozofii bezpieczeństwa jądrowego, zapoczątkowanej w USA przed 50 laty i stale doskonalonej w krajach zachodnich budujących energetykę jądrowa.

8.2.1 Zasady ogólne przyjęte przez MAEA Międzynarodowa Agencja Energii Atomowej (MAEA) sformułowała trzy zasadnicze cele w dziedzinie bezpieczeństwa jądrowego: Ogólny cel bezpieczeństwa jądrowego: Chronić ludzi, społeczeństwo i środowisko przed szkodami przez utworzenie i utrzymywanie w instalacjach jądrowych skutecznej obrony przeciw zagrożeniom radiologicznym; Cel ochrony radiologicznej: Zapewnić, że we wszystkich stanach eksploatacyjnych narażenie radiacyjne wewnątrz instalacji lub powodowane przez planowane uwolnienia materiałów radioaktywnych z instalacji utrzymywane jest poniżej wyznaczonych limitów i jest tak niskie, jak tylko jest to praktycznie rozsądne, oraz zapewnić ograniczanie (minimalizację) skutków radiologicznych wszelkich wypadków; Cel bezpieczeństwa technicznego: Podjąć wszelkie praktycznie możliwe środki dla zapobiegania wypadkom w instalacjach jądrowych i ograniczania ich następstw. Jeśli jednak do awarii dojdzie; zapewnić z wysokim poziomem ufności, że dla wszystkich możliwych awarii branych pod uwagę w projekcie instalacji, łącznie z tymi o bardzo małym prawdopodobieństwie, wszelkie skutki radiologiczne będą niewielkie i poniżej określonych limitów, a także zapewnić, że prawdopodobieństwo awarii z poważnymi skutkami radiologicznymi jest krańcowo małe. Zasady bezpieczeństwa dla elektrowni jądrowych w części dotyczącej projektowania i budowy można podsumować następująco: • Projekt ma zapewnić, że instalacja jądrowa nadaje się do niezawodnej, stałej i łatwej eksploatacji, przy czym nadrzędnym celem jest zapobieganie wypadkom. • W projekcie trzeba stosować zasadę głębokiej obrony, z szeregiem poziomów obrony i z wielokrotnymi barierami zabezpieczającymi przed uwalnianiem materiałów radioaktywnych. Trzeba też tak projektować instalację, by prawdopodobieństwo wystąpienia uszkodzeń lub kombinacji uszkodzeń mogących prowadzić do poważnych konsekwencji było bardzo małe.

4

• Rozwiązania techniczne stosowane w projekcie winny być uprzednio sprawdzone w pracy innych obiektów lub poprzez doświadczenia. • Na wszystkich etapach projektowania i przygotowania eksploatacji trzeba uwzględniać problemy współpracy człowieka z maszyną i możliwość błędu człowieka. • Projekt musi zapewnić, że narażenie na promieniowanie personelu instalacji i możliwość uwolnienia materiałów radioaktywnych do otoczenia są tak małe, jak jest to rozsądnie osiągalne. • Zanim właściciel elektrowni złoży wniosek o dopuszczenie do budowy instalacji, należy przeprowadzić pełną analizę bezpieczeństwa elektrowni i jej niezależną weryfikację by upewnić się, że projekt instalacji spełni wymagania bezpieczeństwa. Na tej podstawie organy nadzoru w różnych krajach ustanowiły swe kryteria bezpieczeństwa lub zaakceptowały kryteria bezpieczeństwa proponowane przez organizacje starające się o zezwolenie na budowę. Przedstawione powyżej zasady są uznawane za obowiązujące przy analizie bezpieczeństwa elektrowni jądrowych nie tylko w krajach zachodnich, ale także na całym świecie.

8.2.2 Zasada głębokiej obrony. Zasadą głębokiej obrony jest zapewnienie przeciwdziałania skutkom możliwych awarii urządzeń i błędów ludzkich. Przy tworzeniu systemu głębokiej obrony uznaje się, że nie można w pełni ufać żadnemu pojedynczemu elementowi wynikającemu z projektu, konserwacji lub eksploatacji elektrowni jądrowej. Głęboka obrona zapewnia rezerwowanie układów z „aktywnymi” systemami bezpieczeństwa, tak by w razie uszkodzenia jednego podukładu istniały inne, mogące wypełnić potrzebne funkcje bezpieczeństwa. Ale głęboka obrona nie ogranicza się do budowy dodatkowych układów wzajemnie się rezerwujących. Obejmuje ona pięć poziomów zabezpieczeń. Są to: •

Poziom pierwszy: projekt ma zapewnić duże zapasy bezpieczeństwa, właściwy dobór materiałów, zapewnienie jakości w fazie projektowania, budowy i eksploatacji, kulturę bezpieczeństwa, to jest uznanie przez wszystkich zainteresowanych, że bezpieczeństwo jądrowe jest sprawą nadrzędną, ważniejszą niż wytwarzanie energii elektrycznej.

•

Poziom drugi: należy zapewnić kontrolę odchyleń od normalnej eksploatacji i wykrywanie uszkodzeń, zapewnić środki do opanowania skutków uszkodzeń w układach elektrowni jądrowej przez normalne systemy elektrowni, takie jak układ redukcji mocy i normalnego wyłączenia reaktora lub układ uzupełniania wody w obiegu pierwotnym. Parametry pracy mają być regulowane przez automatykę. Muszą być też opracowane instrukcje i procedury eksploatacyjne zapewniające prawidłowe działania operatora w przypadku odchyleń od stanu nominalnego.

•

Poziom trzeci: muszą istnieć systemy zabezpieczeń (np. układ awaryjnego wyłączenia reaktora) i systemy bezpieczeństwa, takie jak układ awaryjnego chłodzenia rdzenia z automatyką zapewniającą ich samoczynne (bez potrzeby interwencji operatora) zadziałanie w razie awarii, a także obudowa bezpieczeństwa chroniąca przed uwolnieniem substancji promieniotwórczych do otoczenia. Muszą być opracowane procedury postępowania operatora w razie awarii.

5

•

•

Poziom czwarty: należy przewidzieć obecność układów i działań zmierzających do opanowania awarii i minimalizacji jej skutków, jak np. kontrolowane usuwanie gazów z wnętrza obudowy bezpieczeństwa przez układy filtrów, aby uchronić obudowę przed rozerwaniem wskutek nadmiernego ciśnienia gazów. Takie działanie może być podejmowane przez operatora w skrajnie nieprawdopodobnym przypadku całkowitego braku odbioru ciepła z obudowy bezpieczeństwa oraz ciągłego wzrostu temperatury i ciśnienia gazów nagromadzonych w niej po awarii. Wobec tego, że we wszystkich przypadkach awarii rozpatrywanych w projekcie EJ chłodzenie obudowy bezpieczeństwa jest zapewnione, do takiego działania doszłoby tylko w przypadku nagromadzenia wielu jednoczesnych uszkodzeń układów i błędów człowieka, a więc w razie hipotetycznych awarii wykraczających poza ramy wydarzeń przewidzianych w projekcie, tzw. awarii poza projektowych. Poziom piąty: dla zmniejszenia narażenia ludności należy opracować system działań poza terenem elektrowni, takich jak podanie pastylek jodu obojętnego, zalecenie pozostania w domach lub czasowe wstrzymanie wypasu bydła w razie skażenia pastwisk. W przypadku awarii czarnobylskiej doszło nawet do ewakuacji dużej liczby mieszkańców okolic elektrowni, ale awaria ta nie jest reprezentatywna dla elektrowni innych typów.

Naturalne cechy bezpieczeństwa elektrowni jądrowych i ich układów bezpieczeństwa przeznaczonych do powstrzymania rozwoju awarii są stale doskonalone; reaktory budowane w kolejnych dziesięcioleciach były coraz bezpieczniejsze. Obecnie duży nacisk kładzie się na takie projektowanie reaktorów, by miały one wbudowane cechy bezpieczeństwa oparte na działaniu zjawisk naturalnych, takich jak siła ciężkości czy prawa konwekcji naturalnej. Przykłady takich środków bezpieczeństwa przedstawione są poniżej.

8.3. Konstrukcja elektrowni jądrowej zapewniająca bezpieczeństwo jądrowe 8.3.1 Naturalne cechy bezpieczeństwa i pasywne układy bezpieczeństwa 8.3.1.1. Naturalne sprzężenie zwrotne regulujące moc reaktora Projekt elektrowni jądrowej obejmuje szereg cech i układów opartych na wykorzystaniu praw natury, takich jak siła ciężkości, które spełniają funkcje kontroli i zabezpieczeń samorzutnie, bez doprowadzenia energii z zewnątrz. Najważniejszą z nich jest stabilność wewnętrzna reaktorów chłodzonych i moderowanych wodą, do których należą reaktory PWR i BWR dominujące obecnie w energetyce jądrowej na całym świecie. Jak podkreślaliśmy wcześniej, ilości wody i paliwa są starannie obliczane i dobierane tak, by przy normalnej temperaturze pracy zapewniały one najbardziej skuteczne spowalnianie neutronów i najwyższą wydajność reakcji rozszczepienia. Przypominamy też, że gdy wskutek podgrzania wody, lub tym bardziej wskutek jej odparowania, ilość wody w rdzeniu zmaleje, neutrony będą gorzej spowalniane i będą wydostawały się poza rdzeń ulegając pochłanianiu w otaczających go materiałach konstrukcyjnych jak pokazano na rys. 8.3. Spowoduje to zmniejszenie liczby rozszczepień w rdzeniu i samorzutne wygaszenie reakcji łańcuchowej rozszczepienia. Jest to bardzo ważna cecha zapewniająca stabilność pracy reaktorów PWR. Tej stabilności brakowało reaktorowi w Czarnobylu.

6

A Uran

woda

B Uran

para wodna

Rys. 8.3. Zmiany w spowalnianiu neutronów w reaktorze PWR. Praca w warunkach normalnych (A) i po częściowym odparowaniu wody (B).

7

8.3.1.2 Układ wyłączenia reaktora oparty na działaniu siły ciążenia

- 220 V

A

Rys. 8.4 Przykład wykorzystania sił naturalnych – układ wyłączenia awaryjnego reaktora. Siła ciężkości powoduje spadek do rdzenia prętów pochłaniających neutrony, gdy tylko zniknie napięcie w cewce elektromagnesu utrzymującego je w położeniu górnym. Każda awaria, która spowoduje utratę zasilania elektrycznego, spowoduje jednocześnie samoczynnie wyłączenie awaryjne reaktora. A- normalne położenie prętów nad rdzeniem podczas pracy reaktora, B – awaryjny zanik napięcia na cewce elektromagnesu – pręty bezpieczeństwa spadają do rdzenia i gaszą reakcję łańcuchową.

B

Następnym elementem opartym na działaniu sił naturalnych jest układ zabezpieczeń. Jego elementami wykonawczymi są pręty awaryjne pochłaniające neutrony. W czasie normalnej pracy reaktora pręty pochłaniające neutrony wiszą nad rdzeniem i są utrzymywane w górnym położeniu przez elektromagnesy, jak widać na rys. 8.4. Gdy tylko wystąpi zanik zasilania elektrycznego, lub układ zabezpieczeń przekaże sygnał awarii, napięcie w elektromagnesach zniknie i pręty samoczynnie spadną do rdzenia pod działaniem siły ciężkości, wyłączając reaktor. W razie awarii rozerwania obiegu pierwotnego woda chłodząca wypływa i rdzeń reaktora odkrywa się. Gdyby pręty paliwowe pozostały bez chłodzenia, temperatura paliwa wzrosłaby i paliwo uległoby stopieniu. Dlatego po wyłączeniu reaktora pierwszym zadaniem układów bezpieczeństwa jest wtryśnięcie do reaktora wody chłodzącej tak by rdzeń pozostał pod powierzchnią wody. W obecnie pracujących reaktorach typowo znajdują się aktywne i pasywne układy awaryjnego chłodzenia rdzenia. Układy aktywne zawierają trzy lub cztery równoległe podukłady ze zbiornikami chłodziwa, pompami, i zaworami, zaprojektowane tak by tylko jeden z kilku równolegle pracujących podukładów wystarczał do zalania rdzenia wodą i skutecznego chłodzenia. Obok nich są układy pasywne, a więc takie, które mogą

8

pracować bez doprowadzenia energii z zewnątrz. Na rys. 8.5 pokazano przykład takiego układu pasywnego. Działanie układu oparte jest na naturalnych prawach fizyki. Zbiorniki hydroakumulatorów pod ciśnieniem P1 są odcięte od rdzenia zaworem zwrotnym, który jest zamknięty tak długo, jak długo ciśnienie w obiegu pierwotnym Po jest wyższe od ciśnienia P1. Gdy wskutek awarii ciśnienie w obiegu pierwotnym spadnie, zawory zwrotne otworzą się i woda z hydroakumulatorów popłynie do rdzenia. Zalanie rdzenia wodą z hydroakumulatorów nie wymaga żadnych dodatkowych źródeł energii, dlatego układ ten nazywa się pasywnym układem bezpieczeństwa.

8.3.1.3 Zalanie rdzenia wodą chłodzącą w razie rozerwania obiegu pierwotnego

P1

P1 Po

Po

P1

P1 Po

Bierny Układ Awaryjn ego Chłodzenia Rdzenia, BUACR

Rdzeń

Spadek ciśnienia Po w rdzeniu poniżej P1 powoduje otworzenie zaworu zwrotnego i wypływ wody z hydroakumulatora do rdzenia

Po

Bierny Układ Awaryjn ego Chłodzenia Rdzenia, BUACR

Rdzeń

Spadek ciśnienia Po w rdzeniu poniżej P1 powoduje otworzenie zaworu zwrotnego i wypływ wody z hydroakumulatora do rdzenia

Rys. 8.5 Układ zalewania rdzenia wykorzystujący różnice ciśnienia (tzw. Bierny Układ Awaryjnego Chłodzenia Rdzenia, BUACR).

9

8.3.1.4 Odbiór ciepła od rdzenia w stanach awaryjnych na drodze konwekcji naturalnej Ciepło powyłączeniowe wytwarza się w rdzeniu, zaś miejscem odbioru ciepła są wytwornice pary, w których po stronie wtórnej znajduje się chłodniejsza woda obiegu wtórnego. Jeśli wskutek awarii nastąpi wyłączenie pomp obiegu pierwotnego, woda w rdzeniu będzie odparowywać. Przy braku przepływu chłodziwa para mogłaby gromadzić się w zbiorniku reaktora nad rdzeniem i stopniowo wypychać wodę z rdzenia. Mogłoby to spowodować odsłonięcie rdzenia i uszkodzenie paliwa. Aby temu zapobiec, projektanci reaktorów rozmieszczają elementy obiegu pierwotnego tak, by rdzeń reaktora znajdował się znacznie niżej niż wytwornice pary, co zapewnia przepływ chłodziwa z rdzenia do wytwornic w układzie konwekcji naturalnej. Taki układ obiegu pierwotnego pokazano na rys. 8.6. Rys. 8.6 Schemat konwekcji naturalnej w obiegu pierwotnym chłodzenia rdzenia reaktora WWER. Dzięki położeniu wytwornicy pary znacznie powyżej rdzenia, różnica gęstości wody wystarcza do trzymania cyrkulacji naturalnej po wyłączeniu reaktora. R – rdzeń reaktora, z dolną komorą mieszania, elementami paliwowymi i wypływem wody do wytwornicy pary przez gorącą gałąź obiegu pierwotnego, WP - wytwornica pary o układzie poziomym z rurami odprowadzania pary, P- pompa obiegu pierwotnego

WP

P

R

8.3.1.5 Układy pasywne działające w razie utraty zasilania elektrycznego. W przypadku utraty zasilania elektrycznego z sieci energetycznej, elektrownia jądrowa może uzyskać energię elektryczną z własnych awaryjnych generatorów napędzanych silnikami Diesla o wysokiej niezawodności. Gdyby jednak zdarzyło się, że i te generatory zawiodą, i że brak zasilania elektrycznego będzie trwał przez szereg dni, aktywne układy odbioru ciepła byłyby pozbawione zasilania i nie mogłyby spełniać swych funkcji. Przypadek taki jest skrajnie nieprawdopodobny, tym bardziej, że w wielu przypadkach stosuje się bezpośrednie łączenie elektrowni jądrowej z pobliską hydroelektrownią, która może zacząć dostarczanie energii elektrycznej po krótkim czasie. Jednakże w ramach rozpatrywania awarii hipotetycznych uwzględnia się i taką możliwość. Wobec tego, że po utracie zasilania elektrycznego ze wszystkich źródeł mogłoby dojść do stopienia rdzenia, przetopienia zbiornika reaktora i wydostania się stopionych materiałów paliwowych i konstrukcyjnych poza zbiornik do wnętrza obudowy bezpieczeństwa, obecnie budowane elektrowni są wyposażane w układy pozwalające opanować skutki nawet tak mało prawdopodobnej ciężkiej awarii. Jednym z efektów przegrzania rdzenia jest duża generacja wodoru, który w razie gwałtownego połączenia z tlenem grozi nagłym wzrostem ciśnienia w obudowie i rozerwaniem powłoki obudowy bezpieczeństwa. Aby do tego nie dopuścić, 10

wewnątrz obudowy instaluje się urządzenia do katalitycznej rekombinacji wodoru, zapewniające stopniowe łączenie wodoru z tlenem bez skoków ciśnienia. Urządzenia te nie potrzebują dopływu energii z zewnątrz i zapewniają usuwanie wodoru z atmosfery przy stężeniach niższych od stężeń powodujących zagrożenie wybuchem. Stosowane są także pasywne układy odprowadzania ciepła z obudowy bezpieczeństwa. Ogólną tendencją w reaktorach najnowszego typu jest wprowadzanie jak największej liczby układów pasywnych, które nie wymagają ani układu sygnalizacji by zapoczątkować ich działanie, ani dopływu energii z zewnątrz, ani działania operatora. Kilka rodzajów reaktorów, w których zastosowano pasywne systemy zabezpieczeń pokazanych jest w Tabeli 8.1.

Tab. 8.1 Nowoczesne reaktory z pasywnymi systemami bezpieczeństwa Nazwa reaktora GE-Hitachi-Toshiba ABWR ABB-CE System 80+ Westinghouse AP 500 AECL CANDU-9 OKBM V-407 OKBM V-392 Siemens et al EPR GA-Minatom GTMHR

Moc elektryczna Typ reaktora [MWe] 1300 BWR

Kraje przeznaczenia

1300 600

PWR BWR

USA USA

92-1300 640 1000 1525-1800 Moduły 250 MWe

HWR PWR (WWER) PWR (WWER) PWR HTGR

Kanada Rosja Rosja Francja, Niemcy USA, Rosja, Francja, Japonia

Japonia, USA

8.3.2. Zasady projektowania stosowane do układów bezpieczeństwa 8.3.2.1 Odporność na pojedyncze uszkodzenie Kiedy nie można zrealizować pewnych funkcji bezpieczeństwa przy pomocy układów pasywnych, stosuje się aktywne układy bezpieczeństwa o wysokiej niezawodności. Układy te projektuje się tak, aby mogły wypełniać swoje funkcje również wtedy, gdy wskutek nieprzewidzianych wydarzeń jeden z ich elementów zostanie uszkodzony. Dlatego elementy ich są z zasady rezerwowane, przy czym w większości elektrowni istnieją trzy, a w nowoczesnych elektrowniach cztery podsystemy równoległe, z których każdy wystarcza do wypełnienia przewidzianych funkcji bezpieczeństwa. Na rys. 8.7 przedstawiono układ awaryjnego chłodzenia rdzenia UACR w elektrowni jądrowej z reaktorem z wodą pod ciśnieniem, w którym pracują równolegle trzy podsystemy, podczas gdy jeden z nich wystarcza do wypełnienia wszystkich zadań systemu. Pozostałe dwa podsystemy stanowią rezerwę. Oznacza to, że w przypadku awarii np. rozerwania rurociągu obiegu pierwotnego, której towarzyszy pojedyncze uszkodzenie powodujące np. utratę jednej linii zasilania awaryjnego, nawet gdy założymy, że rozerwanie nastąpiło w takim miejscu, że cały wydatek z jednej z pozostałych pomp płynie do miejsca rozerwania i jest w ten sposób tracony, praca pozostałego trzeciego podukładu jest wystarczająca do zapewnienia bezpieczeństwa reaktora. W nowoczesnych reaktorach z czterema podsystemami równoległymi można w czasie pracy reaktora prowadzić prace 11

remontowe w jednym z podukładów, a pozostałe trzy wystarczają zgodnie z przedstawionym powyżej rozumowaniem do zapewnienia bezpieczeństwa reaktora. Dla zwiększenia bezpieczeństwa, układy bezpieczeństwa projektuje się w miarę możliwości tak, aby w razie awarii przyjmowały położenie bezpieczne (np. utrata zasilania elektrycznego powoduje zrzut prętów bezpieczeństwa do rdzenia reaktora).

A

8 4

4

5

B

5

3

1

2

4

5

3

6

7

1

3

6

2

7

1

2

6

7

Rys. 8.7 Ilustracja rezerwowania z nadmiarem układów bezpieczeństwa, pokazana na przykładzie aktywnego układu awaryjnego chłodzenia rdzenia (UACR). A - obszar wewnątrz obudowy bezpieczeństwa, B – obszar poza obudową bezpieczeństwa, 1zbiornik UACR, 2 - pompa niskociśnieniowa UACR, 3 – zawór zwrotny, 4 - miska ściekowa, 5- wymiennik ciepła, w którym ciepło powyłączeniowe przejmowane przez UACR jest przekazywane do układu wody technicznej, 6 - zbiornik UACR o wysokim stężeniu kwasu borowego, 7 – pompa wysokociśnieniowa UACR, 8 – ściana obudowy bezpieczeństwa. . 8.3.2.2 Różnorodność

Elektr

Elektr

Turb

Turb

Rys. 8.8 Przykład różnorodnego napędu pomp awaryjnego układu zasilania wytwornic pary. Dwie pompy są napędzane silnikami elektrycznymi, a dwie turbinami parowymi

Istnienie dwóch lub więcej elementów zapewniających wzajemne rezerwowanie zabezpiecza przed pojedynczą awarią jednego z tych elementów, ale nie daje gwarancji, że cały układ nie zawiedzie z powodu wspólnej przyczyny, nieznanej w chwili projektowania reaktora albo uznanej ze nieprawdopodobną. Aby uchronić się przed utratą funkcji bezpieczeństwa z powodu wspólnej przyczyny, wzajemnie się rezerwujące podukłady systemów bezpieczeństwa są, o ile to możliwe, wykonywane z różnych elementów, tak by jedna przyczyna awarii nie spowodowała jednoczesnej utraty wszystkich podsystemów bezpieczeństwa. Przykład takiego układu służącego do napędu pomp wody zasilającej wytwornice pary po stronie obiegu wtórnego pokazany jest na rys. 8.8.

12

Innym przykładem jest układ zabezpieczeń reaktora, pokazany na rys. 8.9. Wyłączenie reaktora następuje, gdy temperatura w obiegu pierwotnym przekroczy wartość dopuszczalną Tmax. Aby nie powodować wyłączenia reaktora przy każdym uszkodzeniu miernika temperatury przyjęto, że mierzy się sygnały z trzech mierników i gdy dwa z nich pokażą przekroczenie, układ zabezpieczeń przekazuje sygnał wyłączenia reaktora. Aby jednak chronić się przed możliwością błędu wskazań temperatury, powodowanego jakąś nieznaną w chwili projektowania przyczyną, równolegle podłączony jest układ pomiarów ciśnienia, również działający na zasadzie „dwa z trzech”. Wskazania przekroczenia temperatury lub ciśnienia wystarczają do wyłączenia reaktora. W ten sposób zapewniona jest różnorodność w układzie. Nawet, jeśli wskutek jakiejś przyczyny wszystkie pomiary temperatury zawiodą, przyczyna ta nie może spowodować jednocześnie błędnych wskazań ciśnienia, opartych na zupełnie innej zasadzie pomiarowej. Zabezpiecza to przed uszkodzeniem kilku układów naraz spowodowanym wspólną przyczyną. 1 2

T1

Tmax

T2

Tmax

T3

Tmax

2z 3

3 1z 2 1 2

p1

p0

p2

p0

p3

p0

AZ

Rys. 8.9 Układ zabezpieczeń reaktora

2 z3

3

Przedstawiony na rys. 8.9 układ zabezpieczeń reaktora jest zbudowany na zasadzie redundancji i głosowania 2/3, oraz różnorodności polegającej na tym, że zarówno sygnały ciśnienia P jak i temperatury T powodują wytworzenie sygnału awaryjnego wyłączenia reaktora. Na rysunku T1, T2, T3 oznaczają temperatury chłodziwa, p1, p2, p3 – ciśnienie w stabilizatorze, Tmax, po wartości progowe, AZ – sygnał awaryjnego wyłączenia reaktora.

8.3.2.3 Rozdzielenie przestrzenne Układy bezpieczeństwa są rozdzielone przestrzennie, tak by np. pożar nie spowodował jednoczesnej utraty dwóch lub więcej podsystemów. W nowoczesnych EJ każdy z czterech podsystemów układów bezpieczeństwa znajduje się w innej części budynku reaktora, oddzielonej przestrzennie od pozostałych. W tej sytuacji nawet uderzenie samolotu nie może spowodować utraty więcej niż jednego z nich. Kable sterowania i kable energetyczne układów bezpieczeństwa prowadzone są oddzielnie od kabli układów nie spełniających funkcji bezpieczeństwa, a ponadto kable sterowania są umieszczone w kanałach oddzielonych od kanałów kabli energetycznych.

8.3.2.4 Odporność na pożar, zalanie wodą, wstrząsy sejsmiczne i warunki otoczenia Jednakże ani rezerwowanie ani różnorodność elementów ważnych dla bezpieczeństwa nie wystarczyłyby, gdyby elementy te nie były odporne na wstrząsy sejsmiczne i przewidywane w czasie ich pracy warunki temperatury, ciśnienia i wilgotności. Szczególne zagrożenie 13

stanowią pożary, mogące spowodować utratę wielu elementów bezpieczeństwa znajdujących się w zasięgu ognia. Dlatego przy projektowaniu układów ważnych dla bezpieczeństwa EJ analizuje się możliwość wystąpienia pożaru w pomieszczeniach gdzie znajdują się te układy i wprowadza się zabezpieczenia wykluczające lub zmniejszające możliwość pożaru, takie jak np. zastąpienie smarowania łożysk pomp olejem przez smarowanie wodą. W przypadkach, gdy ogień jest jednak możliwy, analizuje się jego zasięg i czas trwania i zapewnia środki przeciwdziałające rozprzestrzenianiu pożaru, układy wykrywania i gaszenia ognia. W EJ obowiązuje wykonanie systematycznej analizy pożarowej dla wszystkich pomieszczeń i wprowadzenie wszelkich potrzebnych zabezpieczeń z modyfikacjami budowlanymi projektu włącznie. Podobne prace wykonuje się dla zagrożenia zalania wodą. Jeśli możliwość zalania urządzeń ważnych dla bezpieczeństwa istnieje, wówczas urządzenia te muszą być wykonane w postaci wodoodpornej. Urządzenia znajdujące się wewnątrz obudowy bezpieczeństwa, gdzie dla obniżania ciśnienia pary po możliwej awarii rozerwania obiegu pierwotnego stosuje się układ zraszania wodą, muszą być odporne na działanie pary i wody pod ciśnieniem odpowiadającym maksymalnym ciśnieniom występującym podczas awarii. Wszystkie układy ważne dla bezpieczeństwa muszą być odporne na maksymalne wstrząsy sejsmiczne, jakie mogą wystąpić w danej elektrowni. Dla określenia intensywności tych wstrząsów znajduje się najsilniejsze trzęsienie ziemi, jakie historycznie zaobserwowano w danej okolicy, przyjmuje się, że jego epicentrum może znaleźć się pod samą elektrownią, a następnie powiększa się jego wartość o ustalony współczynnik by zapewnić odpowiedni margines bezpieczeństwa. Tak określone trzęsienie ziemi, przy którym musi być zapewniona praca wszystkich układów bezpieczeństwa potrzebnych do wyłączenia reaktora i jego bezpiecznego ochłodzenia, odpowiada w przybliżeniu intensywności wstrząsów sejsmicznych występujących raz na 10 000 lat. Urządzenia układów ważnych dla bezpieczeństwa muszą być także odporne na wszelkie inne zagrożenia mogące zaistnieć w czasie ich pracy, np. napędy zaworów znajdujących się wewnątrz obudowy bezpieczeństwa muszą być odporne na działanie strumienia pary z rozerwanego rurociągu, o ile taki rurociąg znajduje się w ich sąsiedztwie. Przed zainstalowaniem w EJ urządzeń ważnych dla bezpieczeństwa sprawdza się szczegółowo ich odporność na obciążenia (np. na wstrząsy sejsmiczne) i na parametry otoczenia odpowiadające warunkom awaryjnym, przy czym bada się także wpływ starzenia się urządzeń w toku eksploatacji, z symulacją występujących w toku eksploatacji drgań, zmian temperatury, działania promieniowania i czynników chemicznych itd. Jest to proces tzw. kwalifikacji urządzeń na warunki awaryjne, kosztowny i czasochłonny, ale konieczny by mieć pewność, że układy bezpieczeństwa wypełnią swe funkcje w przypadku awarii.

8.3.3 System barier chroniących przed rozprzestrzenianiem produktów rozszczepienia w razie awarii System barier pomyślany jest tak, aby w razie dowolnej awarii jednej z barier układy bezpieczeństwa chroniły pozostałe bariery przed zniszczeniem. W razie maksymalnej awarii projektowej, powodującej rozerwanie obiegu pierwotnego i - w przypadku jednoczesnego uszkodzenia wszystkich układów bezpieczeństwa - uszkodzenie paliwa, elektrownia pozostaje chroniona przez obudowę bezpieczeństwa, stanowiącą czwartą i najpotężniejszą barierę bezpieczeństwa. Obudowy bezpieczeństwa budowano w USA od samego początku rozwoju

14

energetyki jądrowej, to jest od połowy lat 50-tych. Brak obudowy bezpieczeństwa w reaktorach RBMK jest – obok niestabilności ich mocy – podstawową różnicą w stosunku do reaktorów PWR i BWR budowanych na całym świecie. Przykładowy schemat obudowy bezpieczeństwa pokazany jest na rys. 8.11. Na kolejnym zdjęciu (rys. 8.12) pokazujemy widok budynku reaktora PWR w elektrowni jądrowej w San Onofre z zewnątrz. Kształt budynku pokazuje równocześnie na kształt obudowy bezpieczeństwa, w szczególności nadzwyczaj mechanicznie wytrzymałą kopułę tej obudowy. Grubość takiej obudowy, chroniącej okolice przed uwalnianiem się produktów rozszczepienia, to 1 – 1,5 m.

Rys. 8.10 System czterech kolejnych barier, a mianowicie materiału paliwowego (1), koszulki elementu paliwowego (2), granicy ciśnieniowej obiegu pierwotnego (3), obudowy bezpieczeństwa (4).

W warunkach po awarii w obiegu pierwotnym reaktora z wypływem wody chłodzącej do wnętrza obudowy bezpieczeństwa, ciśnienie wewnątrz obudowy rośnie, a w miarę wydzielania ciepła powyłączeniowego rośnie też temperatura. Aby odebrać ciepło powyłączeniowe i obniżyć ciśnienie uruchamiany jest układ zraszania wnętrza obudowy zimną wodą wtryskiwaną przez zestaw dysz rozpryskowych umieszczonych pod kopułą obudowy (rys. 8.13). Układ ten pobiera początkowo wodę ze zbiorników, ale na dłuższą metę działa na zasadzie recyrkulacji to jest pobiera wodę z miski ściekowej obudowy bezpieczeństwa i wtryskuje ją ponownie pod kopułą obudowy. Układ ten jest układem bezpieczeństwa, to znaczy ma niezawodne zasilanie elektryczne, trzy lub cztery podukłady, z których jeden wystarcza do skutecznej pracy, jest zaprojektowany tak by był odporny na pojedyncze uszkodzenie, wstrząsy sejsmiczne, warunki środowiska itd. W analizach niezawodności układu zraszania uwzględnia się proces starzenia, w szczególności zmiany zachodzące w elementach izolacji obiegów reaktora. Doświadczenie wykazało, że pod wpływem promieniowania i cykli termicznych izolacja cieplna zmienia swe własności, stwarzając zagrożenie zatkania filtrów w liniach recyrkulacji prowadzących do pomp układu zraszania i w następstwie utraty przepływu wody przez układ. Po modyfikacjach układu filtrów na wlocie do rur ssących układu recyrkulacji niebezpieczeństwo to zostało wyeliminowane w pracujących obecnie elektrowniach jądrowych, a w nowych elektrowniach projekty uwzględniają potrzebne zabezpieczenia od początku opracowywania projektu. Analizy odporności (a także testy zderzeniowe) obudowy bezpieczeństwa w nowoczesnych elektrowniach jądrowych potwierdziły, że z jednej strony mogą one przetrzymać uderzenie samolotu bez utraty szczelności, a z drugiej strony, nawet w razie poważnej awarii ze stopieniem rdzenia, powstrzymują skutecznie uwolnienia produktów rozszczepienia.

15

Rys. 8.11 Obudowa bezpieczeństwa reaktora PWR. 1 - rdzeń, 2 - zbiornik ciśnieniowy reaktora, 3 wytwornica pary, 4 - pompa obiegu pierwotnego, 5 studzienka ściekowa obudowy bezpieczeństwa, 6 - zbiornik wody awaryjnego układu zasilającego wytwornic pary AUZWP, 7 - pompa AUZWP, 8 - wymiennik ciepła układu zraszania obudowy bezpieczeństwa, 9 dysze rozpryskowe układu zraszania obudowy bezpieczeństwa., 10 - ściana betonowa obudowy bezpieczeństwa, 11 - wykładzina stalowa obudowy bezpieczeństwa. 12 –odprowadzenie gazu z przestrzeni między powłokami, 13 – filtr, 14 – komin wentylacyjny

Rys. 8.12 Widok obudowy bezpieczeństwa z zewnątrz w elektrowni jądrowej w San Onofre z reaktorem PWR W najnowszej elektrowni jądrowej z reaktorem EPR (od ang. European Passive Reactor) zaprojektowanym wspólnie przez ekspertów francuskich i niemieckich obudowa wykonana jest w postaci dwóch powłok pierścieniowych z betonu zbrojonego o grubości 1,2 m każda. Wytrzymują one ciśnienie 5,1 MPa, to jest ciśnienie większe niż maksymalne ciśnienie występujące po najcięższych awariach reaktora EPR. Przecieki gazów przez tę obudowę przy

16

maksymalnym nadciśnieniu wynoszą 0,5% objętości obudowy na dobę, co zapewnia redukcję uwolnień do wartości tak małych, że nie powodują one konieczności podejmowania działań interwencyjnych poza terenem elektrowni 3 .

Rys. 8.13 Układ zraszania, uruchamiany w sytuacji awaryjnej. Woda z układu zraszania skrapla parę, obniża ciśnienie w obudowie i wymywa produkty radioaktywne z atmosfery.

Pełną odporność na awarie projektowe i hipotetyczne poważne awarie ze stopieniem rdzenia zapewnia także obudowa bezpieczeństwa reaktora AP 1000 firmy Westinghouse. Jest ona wyposażona w pasywny system odbioru ciepła, zapewniający chłodzenie przez dowolnie długi czas po awarii bez potrzeby dostarczania energii elektrycznej z zewnątrz. Obudowy bezpieczeństwa w dawniej budowanych elektrowniach jądrowych są mniej odporne, ale też wystarczają do ochronienia otoczenia przed skutkami awarii, nawet poważnych awarii ze stopieniem rdzenia. Udowodniły to nie tylko analizy wykonywane przez ekspertów jądrowych i sprawdzane przez urzędy dozoru jądrowego, ale i doświadczenie praktyczne z jedynej awarii ze stopieniem rdzenia, jaka zdarzyła się w reaktorze PWR, mianowicie z awarii w elektrowni jądrowej w Three Mile Island (TMI) w Harrisburgu (USA) w 1978 roku, o której będziemy szczegółowo mówili w rozdziale poświęconym poważnym awariom reaktorów. Innym przykładem koncepcji zapewnienia reaktorowi bezpieczeństwa przy wykorzystaniu systemów pasywnych jest tzw. proces wsobnie bezpieczny PIUS (od ang. Process Inherent Ultimate Safety), którego zasadę przedstawiamy na rys. 8.14. Jego istotą jest zamknięcie reaktora w zewnętrznym basenie wodnym z rozpuszczonym w nim kwasem borowym. W razie przegrzewania się rdzenia woda z tego basenu jest automatycznie wprowadzana do

3

RADIATION AND NUCLEAR SAFETY AUTHORITY (STUK): Statement Issued by the Radiation and Nuclear Safety Authority Concerning the Construction of the Olkiluoto Nuclear Power Plant Unit 3, Annex 1 21.1.2005 Safety Assessment of the Olkiluoto 3 Nuclear Power Plant Unit for the Issuance of Construction License

17

wnętrza reaktora, co z jednej strony zapewnia chłodzenie, a z drugiej, dzięki wprowadzeniu silnego pochłaniacza neutronów, jakim jest bor, zatrzymuje reakcję powielającą w reaktorze. Jeśli praca reaktora przebiega bez zakłóceń działa pierwotny obieg chłodzenia, a zimna woda chłodząca nie miesza się z wodą w basenie zewnętrznym. Równowagę między gorącą wodą w basenie reaktora i zimną w basenie zewnętrznym zapewnia warstwa graniczna tworząca się w przepustach. Równowaga ta jest naruszana, gdy temperatura w rdzeniu wzrośnie np. wskutek pęknięcia rury doprowadzającej gorącą wodę do wytwornicy pary.

Basen reaktora Do wytwornicy pary

rdzeń

Wlot wody chłodzącej

przepusty

Rys. 8.14 Idea systemu PIUS

Na koniec wspomnimy o prostym systemie wieży likwidacji nadciśnienia awaryjnego, która pełnić może podobną rolę jak obudowa bezpieczeństwa. Taka wieża była przewidziana dla elektrowni jądrowej w Żarnowcu. Jest ona widoczna wyraźnie na zdjęciu modelu tej elektrowni, rys. 8.15. Ewentualne nagłe wytworzenie wysokiego ciśnienia pary w hali reaktora jest szybko likwidowane podczas przechodzenia pary przez rodzaje kuwet z wodą zamieszczonych na kolejnych piętrach wieży, któremu to przejściu towarzyszy skraplanie pary, a więc automatyczne obniżenie jej ciśnienia.

18

Rys. 8.15 Model elektrowni WWER-440 eksponowany w IPJ w Świerku. Z prawej strony widać wyraźnie wieżę likwidacji nadciśnienia awaryjnego. Na froncie p. Tadeusz Sworobowicz – jeden z techników pracujących przy rekonstrukcji modelu.

8.4. Działania i organizacja pracy zapewniające bezpieczeństwo jądrowe Poza wbudowanymi cechami bezpieczeństwa i inżynieryjnymi systemami bezpieczeństwa w energetyce jądrowej realizuje się cały system działań różnego typu zapewniających eliminację zagrożeń poprzez odpowiednie działania zapobiegawcze, lub - jeśli mimo wszystko zagrożenia wystąpią – zmniejszanie ich skutków dla człowieka i środowiska. W skład tych przedsięwzięć ukierunkowanych na podniesienie bezpieczeństwa wchodzi kultura bezpieczeństwa, ocena i weryfikacja bezpieczeństwa elektrowni jądrowej działania dozoru jądrowego jako organizacji w pełni niezależnej od operatora elektrowni i mającej władzę wydawania obowiązujących zaleceń i nakładania kar aż do wstrzymania eksploatacji elektrowni jądrowej włącznie, szkolenie personelu w warunkach symulujących warunki normalnej eksploatacji i warunki awaryjne, badania doświadczalne i analizy bezpieczeństwa EJ, współpraca międzynarodowa zapewniająca przekazywanie dobrych doświadczeń i eliminowanie błędów. Krótkie charakterystyki tych działań przedstawimy poniżej.

8.4.1. Kultura bezpieczeństwa Kultura bezpieczeństwa w obiektach jądrowych rządzi działaniami i współpracą wszystkich osób i organizacji podejmujących pracę dla potrzeb energetyki jądrowej, ze szczególnym uwzględnieniem następujących elementów: • Problemom bezpieczeństwa poświęca się pełną uwagę, na jaką zasługują, w szczególności stosuje się zasadę, że bezpieczeństwo jest ważniejsze od wytwarzania energii elektrycznej • Odpowiedzialność za bezpieczeństwo jest jednoznacznie określona

19

• • •

Kierownictwo elektrowni i personel są przeszkoleni tak, by zdawali sobie sprawę z wagi zagadnień bezpieczeństwa. Zachęca się personel do uczenia się na własnych błędach i wyciągania wniosków z błędów popełnionych przez innych. Popiera się aktywną współpracę między operatorami elektrowni i krajami rozwijającymi energetykę jądrową (np. poprzez wymianą raportów z awarii, misje bezpieczeństwa MAEA itp.)

8.4.2. Ocena i weryfikacja poziomu bezpieczeństwa elektrowni jądrowych Ocenę bezpieczeństwa wykonuje się przed zbudowaniem i eksploatacją elektrowni jądrowej. Ocena ta jest dobrze udokumentowana w raporcie bezpieczeństwa i weryfikowana przez niezależnych ekspertów pracujących dla dozoru bezpieczeństwa jądrowego. Później jest ona aktualizowana w świetle nowych informacji o bezpieczeństwie jądrowym. Zawiera ona bardzo szczegółowe informacje o rozwiązaniach projektowych i o eksploatacji elektrowni jądrowej. Między innymi raport bezpieczeństwa obejmuje: • Szczegółową analizę możliwych sekwencji awaryjnych (awarie projektowe) wraz ze scenariuszami awarii o bardzo małym prawdopodobieństwie i analizę działań koniecznych by im zapobiegać • Deterministyczną analizę bezpieczeństwa, w której zakłada się, że dowolny element elektrowni może ulec awarii, a inny element zawiedzie w chwili, gdy będzie potrzebny do opanowania awarii. Przy takich założeniach i przy przyjmowaniu najbardziej pesymistycznych wariantów rozwoju sytuacji trzeba wykazać, że pozostałe układy elektrowni wystarczą do zapewnienia jej bezpieczeństwa. • Probabilistyczną analizę bezpieczeństwa (probabilistic safety analysis -PSA), w której zakłada się, że istnieje pewne prawdopodobieństwo awarii dowolnego elementu elektrowni i wszystkie awarie mogą wystąpić jednocześnie. Przy takich założeniach trzeba wykazać, że prawdopodobieństwo awarii prowadzącej do uwolnienia produktów rozszczepienia poza obudowę bezpieczeństwa jest dostatecznie małe. • Plany działań awaryjnych na terenie elektrowni i poza elektrownią • Programy zapewnienia jakości.

8.4.3 Działania dozoru jądrowego Dozór jądrowy to organizacja w pełni niezależna od operatora elektrowni i mająca władzę wydawania obowiązujących zaleceń i nakładania kar. Dozór jądrowy analizuje dokumenty przedkładane przez inwestora występującego o lokalizacją elektrowni, ocenia poprawność i kompletność raportu bezpieczeństwa, nadzoruje proces budowy i eksploatacji a potem likwidacji elektrowni i wydaje na każdy etap pracy odpowiednie zezwolenia. Analizy prowadzone przez dozór odznaczają się dużą wnikliwością i zwykle trwają długo, np. na ocenę raportu bezpieczeństwa potrzeba około 2-3 lat. Specjaliści dozoru jądrowego żądają od inwestora wszystkich danych projektowych, a potem eksploatacyjnych, jakie mogą wpływać na bezpieczeństwo elektrowni, mogą żądać dodatkowych analiz lub dowodów doświadczalnych i prowadzą własne niezależne analizy dla sprawdzenia danych z raportów bezpieczeństwa. Dozór wydaje rozporządzenia i wytyczne w zakresie bezpieczeństwa jądrowego, obowiązujące dla elektrowni jądrowej, a także wydaje zezwolenia na wszelkie zmiany i prace mające wpływ na bezpieczeństwo jądrowe. W razie nie wykonania poleceń dozoru lub łamania zasad bezpieczeństwa jądrowego dozór nakłada na elektrownię jądrową 20

odpowiednie kary, aż do wstrzymania jej eksploatacji włącznie. Niezależność dozoru jądrowego jest ważnym czynnikiem podnoszącym bezpieczeństwo energetyki jądrowej. 8.4.4 Szkolenie personelu Personel eksploatacyjny i remontowy elektrowni jądrowej szkolony jest do pracy w warunkach normalnej eksploatacji i stanów awaryjnych. Szkolenie jest szczególnie intensywne w przypadku operatorów i obejmuje wykorzystanie symulatorów sterowni elektrowni jądrowej, to jest układów komputerowych zainstalowanych w makiecie sterowni i symulujących procesy zachodzące w elektrowni w stanach przejściowych i awaryjnych. Pozwala to operatorowi opanować umiejętność reagowania na awarie w czasie rzeczywistym. Personel eksploatacyjny jest licencjonowany przez dozór jądrowy na podstawie egzaminów i testów, z testami awarii na symulatorach elektrowni jądrowych włącznie. 8.4.5 Badania doświadczalne i analizy bezpieczeństwa jądrowego Od wielu lat duże zespoły naukowców i inżynierów wysokiej klasy prowadzą badania zmierzające do znalezienia możliwych zagrożeń i środków zaradczych. Mają oni silną motywację do znalezienia problemów bezpieczeństwa, bo od tego zależy uzyskanie finansowania ich prac. Co więcej, ich osobisty awans naukowy i zawodowy zależy od wykrycia nowych zagrożeń i udowodnienia, że są one ważne. Podobne bodźce do pracy mają instytuty badawcze i organy dozoru jądrowego. Wszystko to przyczynia się do rozwoju badań, które w przypadku energetyki jądrowej osiągnęły skalę bez precedensu w dziejach ludzkości. Wynikiem tego jest: • Ciągła wymiana informacji dotyczących wszystkich problemów bezpieczeństwa, • Intensywne badania w dziedzinie bezpieczeństwa, w których zainteresowane są firmy przemysłowe, urzędy dozoru jądrowego, organizacje społeczne i instytuty badawcze, • Wprowadzanie wyników prac naukowych i badawczych do nowych rozwiązań • Krytyczna analiza wszystkich nowych informacji • Gwarancja, że żaden z istotnych problemów bezpieczeństwa nie pozostanie niedostrzeżony.

8.4.6. Współpraca międzynarodowa w podnoszeniu bezpieczeństwa jądrowego Ważnym elementem rozwoju bezpieczeństwa jądrowego jest świadomość, że awaria jądrowa w dowolnym kraju wpływa na rozwój energetyki jądrowej we wszystkich krajach. Dlatego międzynarodowa współpraca w podnoszeniu bezpieczeństwa elektrowni jądrowych charakteryzuje się otwartością i gotowością do wzajemnej pomocy. Doświadczenia z awarii w jednym kraju przekazywane są do innych krajów, a osiągnięcia wiodących elektrowni kwalifikowane jako „dobra praktyka” publikowane są tak, aby mogły wykorzystać je inne elektrownie. Taki międzynarodowy proces uczenia się zapewnia szybkie i skuteczne wdrażanie najlepszych rozwiązań w elektrowniach jądrowych, pod warunkiem, że względy polityczne nie hamują dostępu do doświadczeń międzynarodowych i że dany typ reaktora nie jest zasadniczo odmienny od wszystkich innych reaktorów na świecie. MAEA opracowała obszerne analizy wszystkich słabych punktów konstrukcji reaktorów WWER i RBMK. Dla każdego typu tych reaktorów wydano osobną „zieloną księgę”

21

zawierającą wyjaśnienie potencjalnych zagrożeń i spis przedsięwzięć realizowanych w każdej elektrowni dla ich usunięcia. Te „zielone księgi” MAEA służą jako materiały odniesienia dla misji MAEA oceniających stan istniejących elektrowni i programy podniesienia ich bezpieczeństwa. Są one także wykorzystywane przez urzędy dozoru jądrowego w ich pracy. W ostatniej dekadzie MAEA rozszerzyła program takich analiz na reaktory PWR zbudowane w krajach zachodnich. Równolegle intensywne programy wymiany doświadczeń prowadzi Światowe Stowarzyszenie Operatorów EJ (WANO od ang. World Association of Nuclear Operators), które kładzie nacisk na bezpieczeństwo eksploatacji elektrowni jądrowych. Istnieją też programy bezpośredniej współpracy elektrowni podobnych typów w różnych krajach, a także programy dwustronnej współpracy między krajami bardziej i mniej zaawansowanymi technicznie. Zapewnia to szybki przepływ informacji i skuteczne wdrażanie ulepszeń w różnych krajach. W tym kontekście należy zauważyć, że budowa elektrowni jądrowych w krajach o niestabilnej strukturze społecznej i politycznej, niezdolnych do wykorzystania nagromadzonego na świecie doświadczenia w dziedzinie bezpieczeństwa reaktorów jądrowych lub decydujących się na rozwijanie swych własnych typów reaktorów, odmiennych od wszystkich innych, wiąże się z ryzykiem większym niż ryzyko typowe dla podstawowych typów reaktorów eksploatowanych obecnie na świecie.

8.4.7 Podnoszenie poziomu bezpieczeństwa w eksploatacji elektrowni jądrowej Stale doskonalone są elementy działań eksploatacyjnych wpływających na poziom bezpieczeństwa jądrowego. Jest ich tak wiele, że nie sposób omówić ich w ramach jednego tylko fragmentu całego wykładu. Jako przykład postępu w bezpieczeństwie zapewnianym przez operatora można wymienić instrukcje działania awaryjnego, które zostały zdecydowanie zmienione i ulepszone po awarii w Three Mile Island. Instrukcje działania awaryjnego obejmują akcje dotyczące zarówno awarii projektowych jak i poza projektowych, które mogłyby doprowadzić do stopienia rdzenia reaktora. W pierwszym okresie rozwoju elektrowni jądrowych znajomość procesów awaryjnych nie była wystarczająca by zapewnić operatorowi komplet instrukcji postępowania awaryjnego, które byłyby oparte na symptomach awarii obserwowanych na przyrządach pomiarowych. Operator musiał zgadywać, jaka awaria zaistniała, i podejmować działania na podstawie tych przypuszczeń. W ostatnim dziesięcioleciu wyniki badań i doświadczenie uzyskane w kilkuset elektrowniach pracujących na całym świecie pozwoliły przygotować instrukcje postępowania awaryjnego oparte na symptomach awarii. Operator nie musi już wiedzieć, jakiego rodzaju uszkodzenie wystąpiło w elektrowni, wystarcza by zgodnie z instrukcją reagował na wskazania przyrządów pomiarowych widoczne w sterowni reaktora. To przejście od instrukcji, opartych na zgadywaniu, co jest przyczyną awarii, do instrukcji opartych na symptomach awarii, jest bliskie zakończenia w większości elektrowni jądrowych i niesie znaczne zmniejszenie zagrożeń związanych z możliwymi poważnymi awariami w obiektach jądrowych. Dalsze prace w zakresie sterowania procesami awaryjnymi obejmują działania podejmowane dla zapobieżenia stopieniu rdzenia, a jeśli by okazały się one nieskuteczne – akcje dla opanowania awarii po stopieniu rdzenia, z głównym naciskiem położonym na zatrzymanie produktów rozszczepienia wewnątrz obudowy bezpieczeństwa. Zasady sterowania procesami

22

awaryjnymi zostały dobrze opracowane dla reaktorów wodnych i są wprowadzone do elektrowni jądrowych w wielu krajach.

8.5. Zagrożenie po awariach projektowych i hipotetycznych w elektrowniach jądrowych Zasady bezpieczeństwa przyjęte przy projektowaniu, budowie i eksploatacji elektrowni jądrowych okazały się tak skuteczne, że mimo nagromadzenia doświadczenia ponad dziesięciu tysięcy reaktoro-lat pracy elektrowni jądrowych z reaktorami z moderatorem i chłodzeniem wodnym nie było dotąd ani jednej awarii, przy której straciłby wskutek narażenia radiacyjnego życie lub zdrowie ktokolwiek z personelu lub ludności. Straty zdrowia i życia spowodowała awaria w Czarnobylu, ale zdarzyła się ona w reaktorze zasadniczo innym niż reaktory wodne i nie może być wliczana do bilansu zdrowotnego energetyki jądrowej. Najpoważniejsze skutki w reaktorach wodnych miała wspomniana powyżej awaria w Three Mile Island (TMI), podczas której rdzeń reaktora został całkowicie zniszczony, tak że wznowienie pracy elektrowni było niemożliwe. Skutki zdrowotne tej awarii były jednak pomijalnie małe. Podczas innej awarii, w elektrowni jądrowej Browns Ferry w 1975 roku, spowodowanej przez technika sprawdzającego szczelność duktu kablowego, pożar zniszczył większość połączeń ważnych dla bezpieczeństwa. O awarii tej będziemy mówili szczegółowo w rozdziale poświęconym awariom, tu tylko zauważymy, że mimo bardzo rozległych zniszczeń w samym reaktorze pożar nie spowodował żadnego uszczerbku na zdrowiu ani utraty życia nikogo z personelu lub ludności. Natomiast po przeanalizowaniu wniosków z tego pożaru wprowadzono szereg ulepszeń w systemach wykrywania i zwalczania pożaru we wszystkich EJ, co wiązało się często z wielo miesięcznymi przerwami w ich pracy. Po zakończeniu tej akcji poziom bezpieczeństwa pożarowego istniejących EJ znacznie się polepszył, a nowe EJ budowano uwzględniając od razu w projekcie wnioski z awarii w Browns Ferry. Inne awarie w elektrowniach jądrowych miały łagodniejszy przebieg, bez poważnych uszkodzeń paliwa i wydzieleń produktów rozszczepienia. Nawet, gdy zdarzały się uszkodzenia podobne do tych, które zapoczątkowały awarię w TMI, operatorzy unikali powtórzenia błędów operatorów z TMI i doprowadzali elektrownię do stanu bezpiecznego wyłączenia bez uszkodzenia rdzenia. Było to widocznym rezultatem skuteczności wdrażania wniosków z analiz poawaryjnych i szkolenia operatorów elektrowni jądrowych, obejmującego proces uczenia się na błędach innych. Według kryteriów przyjętych przez amerykański dozór jądrowy (NRC od ang. Nuclear Regulatory Commission) w USA obliczona częstotliwość awarii ze stopieniem rdzenia musi być mniejsza niż 10-4/reaktoro-rok, a obliczona częstość wielkich uwolnień produktów rozszczepienia powodujących w odległości 0,8 km od reaktora dawkę na całe ciało większą niż 0,25 Sv winna być mniejsza niż 10-6 na reaktoro-rok 4 . Wymagania towarzystw energetycznych w USA są jeszcze ostrzejsze i stawiają jako cel obniżenie częstości awarii ze stopieniem rdzenia do 10-5 na reaktoro-rok. W krajach Unii Europejskiej opracowano wytyczne towarzystw energetycznych podobne do amerykańskich i przyjęte jako podstawa do projektowania nowych elektrowni jądrowych 5 . 4

US NUCLEAR REGULATORY COMMISSION, US NRC Policy Statement on Nuclear Power Plant Safety Goals, Atomic Energy Clearing House, 32(26); (23 June 1986). 5 European Utility Requirements for LWR Nuclear power Plants, Volume 1 &2, Rev. C April 2001

23

Wymagania urzędów dozoru jądrowego są różne w różnych krajach, ale nowe elektrownie jądrowe będą spełniały nawet najostrzejsze z nich. Dla przykładu, według wymagań urzędu bezpieczeństwa jądrowego w Finlandii (STUK), maksymalna dawka dla krytycznej grupy ludności wokoło elektrowni jądrowej nie może przekroczyć 5 mSv po awarii projektowej, a 100 mSv po awarii hipotetycznej ze stopniem rdzenia. Wydzielenia produktów rozszczepienia w razie awarii projektowej nie powinny prowadzić do ograniczeń w użytkowaniu terenu i żywności. Po awarii hipotetycznej ze stopieniem rdzenia wielkością graniczną dla uwolnień substancji promieniotwórczych jest takie uwolnienie, które nie spowoduje ani ostrych szkód zdrowotnych wśród osób z ogółu ludności w sąsiedztwie elektrowni ani długotrwałych ograniczeń w wykorzystaniu dużych obszarów gleby i wody . Elektrownia jądrowa z reaktorem EPR budowana obecnie w Finlandii, która byłaby także oferowana w przetargu na budowę elektrowni jądrowej w Polsce, spełnia te wymagania z dużym zapasem. Podobne marginesy bezpieczeństwa zapewniają nowoczesne reaktory innych typów, np. elektrownia z reaktorem AP1000 opracowana przez zespół międzynarodowy pod kierunkiem firmy Westinghouse 6 . Po 50 latach doświadczeń z pracy elektrowni jądrowych budowanych i eksploatowanych zgodnie z zasadami filozofii bezpieczeństwa rozwiniętymi w krajach zachodnich i propagowanymi przez organizacje międzynarodowe jak MAEA można stwierdzić, że energetyka jądrowa należy do najbezpieczniejszych gałęzi przemysłu. Z drugiej strony przykład reaktorów RBMK w dawnym ZSRR i awarii w Czarnobylu pokazuje, że odstępstwa od zasad bezpieczeństwa są niedopuszczalne. Jednakże system obrony w głąb gwarantuje, że elektrownia jądrowa pozostanie bezpieczna nawet w razie uszkodzeń urządzeń i błędów człowieka, chyba że zasadnicze przesłanki filozofii bezpieczeństwa nie będą spełnione, a względy polityczne będą miały większe znaczenie niż względy bezpieczeństwa jądrowego. System organizacyjny i kultura bezpieczeństwa w krajach Unii Europejskiej gwarantują, że do takiej sytuacji w Polsce nie dojdzie.

6

Wright R.F. P1000 Containment Design and Safety Assessment, ICONE 9516, Proc. of ICONE 9, 9th International Conference on Nuclear Engineering, April 8-12, 2001, Nice, France

24

ROZDZIAŁ IX. ODPADY PROMIENIOTWÓRCZE 9.1. Uwagi wstępne Jak omawialiśmy w części 7, paliwo jądrowe, w odróżnieniu od konwencjonalnego (np. węgla) nie jest wypalane do końca, gdyż w trakcie wypalania paliwa jądrowego powstają w nim „trucizny” silnie pochłaniające neutrony. Z tego względu, po pewnym czasie pracy, elementy paliwowe nie nadają się do dalszego bezpośredniego wykorzystania w reaktorze, stanowią więc odpad promieniotwórczy. Z definicji, odpadem promieniotwórczym nazywamy niepotrzebny już, ściślej - zużyty materiał, który zawiera pierwiastki promieniotwórcze. Użycie tego terminu w kontekście wypalonego paliwa jest nieco zwodnicze, gdyż dysponując odpowiednio zaawansowaną technologią wypalone pręty paliwowe można poddać obróbce chemicznej i wyekstrahować z nich użyteczny 235U i 239Pu. Z tego punktu widzenia wypalone paliwo odpadem nie jest. Niemniej jednak w powszechnym rozumieniu „odpadów promieniotwórczych z reaktora” rozumie się przede wszystkim wypalone paliwo, a w dalszej części np. zużyte materiały konstrukcyjne. Nasze rozważania będą dotyczyły głównie zużytego paliwa. Zawiera ono szereg promieniotwórczych nuklidów – fragmentów rozszczepień jąder uranu, a także pochodne uranu po wychwycie radiacyjnym neutronów przez uran. Pochodnymi tymi są długożyciowe aktynowce. Rys. 9.1 pokazuje schemat powstawania nuklidów promieniotwórczych podczas pracy reaktora. Nuklidy te będą na dalszym etapie stanowiły problem w postępowaniu z wypalonym paliwem. Dla lepszego zorientowania 1 się w powstawaniu aktynowców i produktów rozszczepienia w reaktorze prześledźmy los 1 t paliwa w trakcie trzyletniej pracy reaktora PWR o mocy 1 GW. Przypuśćmy, że zawartość 235U w świeżym paliwie wynosiła 3,3%, a więc na początku w paliwie znajdowało się 33 kg tego izotopu 2 . W ciągu 3 lat pracy taki reaktor zużywa 25 kg 235 U i 24 kg 238U, a więc pozostaje odpowiednio 8 i 943 kg. Wzbogacenie uranu spada więc do poziomu 0,8 %. Podczas wypalania paliwa utworzyło się ponadto: 35 kg fragmentów rozszczepienia, w tym • 20,2 kg z rozszczepienia 235U • 11,3 kg z rozszczepienia 239Pu • 1,8 kg z rozszczepienia 241Pu • 1,7 kg z rozszczepienia 238U 8,9 kg mieszaniny izotopów plutonu, 4,6 kg 236U, 0,5 kg 237Np, 0,12 kg 241Am 0,04 kg 244Cm. Rys. 9.2 pokazuje zanik w czasie względnej radiotoksyczności wypalonego paliwa. Abstrahując na moment od ścisłej definicji radiotoksyczności, tę podamy w tym paragrafie nieco dalej, rysunek pokazuje, że aby osiągnąć sytuację z jaką spotykamy się w środowisku, a więc poziom radiotoksyczności rudy uranowej, potrzeba okresu znacznie dłuższego niż 10000 lat. Nic więc dziwnego, że problem postępowania z wypalonym paliwem jest jednym z 1

A.Hrynkiewicz, Energia. Wyzwanie XXI wieku, Wyd. UJ, Kraków (2002) Przykład ten został podany przez B.L.Cohena z Uniwersytetu w Pittsburgu w Sci. Amer. 336 No.6 (1977) 31 i wykorzystany również w monografii A.Hrynkiewicza, Energia. Wyzwanie XXI wieku, Wyd. UJ, Krakow (2002) 2

1

kluczowych zagadnień w energetyce jądrowej, również z punktu widzenia jej społecznego odbioru.

Rys. 9.1 Powstawanie nuklidów promieniotwórczych w paliwie w trakcie pracy reaktora

2

Wg. G.J. Van Tuyle i in., Nucl. Techn. 101 (1993) 1

Rys. 9.2 Zanik względnej radiotoksyczności wypalonego paliwa w czasie. Wykres pokazuje także, jak ekstrakcja różnych grup pierwiastków promieniotwórczych z tego paliwa zmienia długożyciowość odpadu. Na skład izotopowy wypalonego paliwa wpływa szereg czynników. Przede wszystkim należy uświadomić sobie, że skład ten nie zmienia się liniowo ani z czasem wypalania, ani z wytworzoną energią, lecz zmienia się od reaktora do reaktora i możemy więc mówić jedynie o pewnych cechach charakterystycznych dla wypalonego paliwa. W paliwie tym spotykamy ponad 100 pierwiastków o okresie połowicznego zaniku poniżej 30 minut, 45 pierwiastków o okresie dłuższym od 30 min ale krótszym od 1 dnia, 14 o okresie zawartym pomiędzy jednym a czternastoma dniami, wreszcie 11 nuklidów (Tabela 9.1) o okresie połowicznego zaniku dłuższym od 10 lat 3 . Dla niektórych z nich podaliśmy także masę wytwarzanego nuklidu w typowym reaktorze PWR o mocy elektrycznej 1 GW w trakcie roku pracy. Przypomnijmy, że w wypadku typowej elektrowni jądrowej, paliwem jest uran o wzbogaceniu 3-4% w 235U. Rozszczepienie tego jądra prowadzi do powstania takich izotopów jak 90Sr, 137Cs i 131I, podczas gdy transuranowce są wynikiem wychwytu neutronów przez izotop 238U. Z kolei takie nuklidy promieniotwórcze jak izotopy neptunu, plutonu, czy 3

A.Hrynkiewicz, Energia. Wyzwanie XXI wieku, Wyd. UJ, Kraków (2002)

3

ameryku są wynikiem (często kilkustopniowej) aktywacji uranu w drodze reakcji (n,γ) i rozpadów . Jedną z możliwych dróg pokazujemy niżej: U → 239U ⇒ 239Np ⇒ 239Pu → 240Pu → 241Pu ⇒ 241Am → 242Am ⇒ 242Cm

238

W pokazanym łańcuchu strzałki pojedyncze oznaczają reakcje (n,γ), podwójne zaś - rozpady beta.

Tab. 9.1 Nuklidy promieniotwórcze o okresie połowicznego zaniku dłuższym od 10 lat, znajdujące się w wypalonym paliwie ze wzbogaconego uranu. Liczba Nuklid atomowa Z

36 37 38 40 43 46 50 53 55 62 92

93 94

95 96

85

Kr Rb 90 Sr 93 Zr 99 Tc 107 Pd 126 Sn 129 I 135 Cs 137 Cs 151 Sm 234 U 235 U 236 U 238 U 237 Np 238 Pu 239 Pu 240 Pu 241 Pu 241 Am 243 Am 244 Cm 245 Cm 87

Okres połowicznego zaniku

3934 dni 4,75⋅1010 lat 29 lat 1,53⋅106 lat 2,1⋅105 lat 6,5⋅106 lat Ok. 105 lat 1,6⋅107 lat 2,3⋅106 lat 30,1 lat 90 lat 2,5⋅105 lat 7,1⋅108 lat 2,34⋅108 lat 4,47⋅109 lat 2,1⋅106 lat 87,7 lat 24110 lat 6564 lat 14,35 lat 432,2 lat 7370 lat 18,1 lat 8500 lat

Masa [kg] Współczynnik dawki Radiotoksyczw PWR/1 ność [μSv/Bq] 5 Gwe/rok 4 [Sv/kg] 6 Spożycie Inhalacja

13,4 23,2 24,7 7,3 1,0 5,8 9,4 31,8

14,5 4,5 166,0 76,7 15,5 16,6 3,0 0,6

1⋅10-3 3⋅10-2 1⋅10-3 6⋅10-4

5⋅10-4 4⋅10-2 1⋅10-2 1⋅10-3

1⋅10-1 2⋅10-3 1⋅10-2

2⋅10-2 3⋅10-3 1⋅10-2

5⋅10-2

3

5⋅10-2 1⋅10-1

3 20

3⋅10-1 3⋅10-1 5⋅10-3 2⋅10-1

50 50 9⋅10-1 40

4,9·102

0,7·103 0,8·102

0,3·104 1,4·108 0,6·106 2,1·106 0,3·108 1,5·106 0,5·109

Każdemu z izotopów promieniotwórczych można przypisać tzw. radiotoksyczność. Ponieważ działanie danego pierwiastka promieniotwórczego może zależeć od tego, czy dostał się on do 4

M.Suffczyński, Postępy Fizyki 45 (1994) 277 C.R.Hill, R.S.Pease, w Nuclear Energy. Promise or Peril?, World Scientific, Singapore (1999), 12 6 GSI-Nachrichten 2/99, str. 15 (1999) 5

4

organizmu drogą pokarmową, czy przez inhalację, w obu wypadkach podaje się wartości równoważnika dawki na jednostkę aktywności, a więc np. μSv/Bq (patrz Tab. 9.1) dla człowieka dorosłego do 70 roku życia 7 . Tak zdefiniowana radiotoksyczność lub współczynnik dawki, jak się czasami ten parametr nazywa, nosi niewątpliwie znamię arbitralności, niemniej jednak porównanie współczynników dla różnych izotopów daje dobry pogląd na możliwy biologiczny efekt działania danych izotopów jako wewnętrznych emiterów promieniowania. Jednocześnie warto zauważyć, że radiotoksyczność można także zdefiniować jak dawkę równoważną na jednostkę masy danego izotopu. W takim wypadku wyrażamy ją np. w Sv/kg. Wartość tak zdefiniowanej toksyczności podajemy w ostatniej kolumnie Tabeli 9.1. Radiotoksyczność definiuje się także jako ilość powietrza lub wody, w której stężenie danego izotopu osiąga maksymalną dopuszczalną wartość (oczywiście inna w powietrzu i inną w wodzie pitnej). Wielkość tę można odnieść np. do ilości wyprodukowanej energii elektrycznej. Tego rodzaju definicja jest bliska tej, którą posługujemy się w ocenie zagrożenia toksycznego w innych odpadach, np. powstałych w wyniku spalania węgla. Bez względu jednak na definicję ogólne wnioski płynące z analizy czasowego zachowania się radiotoksyczności są podobne: osiągnięcie radiotoksyczności uranu w glebie wymaga dziesiątków, a nawet setek tysięcy lat. Ze względu na wagę społeczną tematu odpadów jądrowych, ale także naszą naturalną ciekawość warto też zastanowić się, jak wygląda bilans energii produkowanej przez energetykę jądrową w porównaniu z energią jądrową wyzwalaną w toku rozpadu izotopów promieniotwórczych znajdujących się w glebie. Energia powstała z grama izotopu, którego energia rozpadu wynosi ε, dana jest przez E=

N Av ⋅ε, A

(9.1)

gdzie NAv oznacza liczbę Avogadro, a A – liczbę masową rozpatrywanego nuklidu. Podstawowymi pierwiastkami promieniotwórczymi, które nas interesują są: 40K, 232Th, 235U i 238 U. Ich zawartość w 1 tonie gleby wynosi odpowiednio 0,88, 3,29, 0,01 oraz 1,35 g. Aby obliczyć wkłady od np. 232Th, czy obu izotopów uranu należy wziąć pod uwagę energię całych szeregów promieniotwórczych. W rezultacie średnia energia zawarta w 1 tonie gleby kształtuje się następująco 8 : Tab. 9.2 Energia rozpadów promieniotwórczych zachodzących w glebie Izotop 40

K Th 235 U 238 U

232

Zawartość w 1 t gleby [g] 0,88 3,29 0,01 1,35

E/atom [MeV] 1,459 40,7 44,33 48,7 RAZEM

7

Energia rozpadu [GJ/t] 2,82 55,7 0,182 26,66 85,36

ICRP (1996); pojęcie dawki, równoważnika dawki oraz jednostki siwert (Sv) podamy w rozdziale poświęconym podstawowym wielkościom dozymetrycznym. 1 Bq, to 1 rozpad promieniotwórczy/s 8 S.Chwaszczewski, inf. prywatna

5

Energię tę można porównać z energią spalanego węgla wynoszącą ok. 29 GJ/t i oleju, wynoszącą 42 GJ/t. Podaną w Tabeli 9.2 energię należy porównać z energią rozpadów promieniotwórczych fragmentów rozszczepienia. Przeprowadzona przez Chwaszczewskiego analiza pokazuje, że dla paliwa o początkowym wzbogaceniu 3,5% i wielkości wypalenia 30 GWdni/tonę uranu oraz przy trzyletniej kampanii paliwowej reaktora wodnego wykorzystuje on 31 kg uranu, a energia aktynowców, będących głównym źródłem energii wypalonego paliwa wynosi 2,01 MeV/rozszczepienie. Energia fragmentów rozszczepienia wynosi zaś 0,1 MeV/rozszczepienie. W Tab. 9.3 przedstawiamy bilans energii w odniesieniu do 1 tony uranu. Tab. 9.3 Bilans energii w odniesieniu do 1 tony paliwa o wzbogaceniu 3,5%, z którego wyprodukowano 30 GWdni energii cieplnej, po trzyletnim cyklu paliwowym w reaktorze wodnym Masa uranu załadowanego do reaktora [kg] Początkowe wzbogacenie [%] Masa aktynowców w wypalonym paliwie [kg] Energia rozpadu [GJ] Energia cieplna z rozszczepień [GJ] Wyprodukowana energia elektryczna [TWh] Energia rozpadu 31 kg uranu o wzbogaceniu 3,5% [GJ] Energia rozpadu transuranowców [GJ] Energia rozpadu produktów rozszczepienia [GJ]

1000 3,5 969 1,97·1010 2,59·106 0,23 5,84·105 2,65·104 1,33·103

Jak widać, nie dość, że potrafimy z uranu wytworzyć 230 GWh energii elektrycznej, ale zmniejszamy bilans promieniotwórczości środowiska. 31 kg uranu w glebie wnosi bowiem do środowiska energię o ok. 5% większą niż łączna energia produktów rozszczepienia i pozostałych w wypalonym paliwie transuranowcow. Rozumowanie to nie jest jednak w pełni poprawne, gdyż o ile pierwotna energia ma postać rozproszoną, wypalone paliwo stanowi mniej lub bardziej jednorodny produkt, jego wkład do promieniotwórczości środowiska ma ściśle lokalny charakter, aktywność i radiotoksyczność zaś znakomicie przewyższa aktywność uranu w skorupie ziemskiej (patrz rys. 9.2). Niemniej jednak należy tu brać pod uwagę następujące elementy: po pierwsze aktywność zużytego paliwa zanika w czasie, a po drugie odpady promieniotwórcze wszelkiego rodzaju odizolowuje się od człowieka, podczas gdy z promieniotwórczością naturalną, w tym tą zawartą w wodzie pitnej ma się do czynienia na co dzień, czy się tego chce, czy nie.

9.2. Tworzenie się odpadów promieniotwórczych i ich klasyfikacja Program zbrojeń atomowych, energetyka jądrowa, a także szerokie zastosowanie źródeł promieniotwórczych w nauce, przemyśle i medycynie zaowocowało i wciąż owocuje powstawaniem dużej ilości odpadów promieniotwórczych. W wypadku energetyki jądrowej odpady promieniotwórcze powstają na kolejnych etapach technologicznych: • podczas przerobu rudy uranowej, po procesie mielenia, w którym należy z rudy wyekstrahować minimalne zawartości uranu, pozostają promieniotwórcze hałdy w ilościach porównywalnych z ilością wydobytej rudy, i wzbogacania uranu • proces wzbogacania uranu w 235U dla celów pokojowych lub militarnych skutkuje powstaniem wciąż promieniotwórczego, zubożonego uranu, stanowiącego odpad w

6

•

•

•

procesie wzbogacania uranu. Nota bene zubożony uran można wykorzystać w różnych celach, zarówno pokojowych (balasty do łodzi), jak militarnych (amunicja), niemniej jednak z radiacyjnego punktu widzenia jest on odpadem promieniotwórczym wypalone paliwo w reaktorach stanowi specyficzną kategorię wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych, gdyż dysponując odpowiednią technologią można, jak mówiliśmy, wyekstrahować zeń rozszczepialne izotopy 235U i 239Pu, które można użyć do wytworzenia świeżego paliwa lub, jak w wypadku plutonu, do tworzenia broni jądrowej. Z tego względu jedni (np. National Regulatory Commission w USA) zaliczają wypalone paliwo do kategorii odpadów, inni (np. Departament Energii USA) - nie. proces przerobu wypalonego paliwa pozostawia zarówno odpady wysokoaktywne, jak materiały zawierające szereg długożyciowych transuranowców. Rys.9.2 pokazuje, że wydobycie z wypalonego paliwa uranu, plutonu i transuranowców skraca zanik aktywności pozostałości z wypalonego paliwa. Usunięcie dodatkowo wszystkich aktynowców powodowałoby, że już po około 300 latach aktywność powstałego odpadu promieniotwórczego osiągałaby poziom aktywności uranu w glebie. przemysł zbrojeniowy pozostawia materiały zawierające długożyciowe transuranowce.

W nomenklaturze anglosaskiej przyjęło się klasyfikować tego typu odpady wg następujących kategorii: • odpady wysokoaktywne HLW (od High-Level Waste), do których zaliczamy przerobione wypalone paliwo z reaktorów jądrowych i niektórych procedur podczas produkcji broni jądrowej. Odpady tego rodzaju zawierają silnie promieniotwórcze, krótkożyciowe fragmenty rozszczepienia, niebezpieczne związki chemiczne i toksyczne metale ciężkie. Niektóre z tych odpadów mogą mieć postać ciekłą, jak w wypadku przerobu wypalonego paliwa. • Odpady niskoaktywne LLW (od Low-Level Waste), powstające w większości wymienionych wyżej procesów, a także w wyniku korzystania ze źródeł promieniotwórczych przez naukę, przemysł i medycynę • Odpady transuranowe TRU (od TRansUranium), których dostarczają fabryki przerobu paliwa oraz nuklearny przemysł zbrojeniowy • Stosowane jest także pojęcie odpadów o pośredniej aktywności ILW (od Intermediate Level Waste), jednak definicja tego pojęcia jest dość niekonkretna. W Wielkiej Brytanii za takie odpady uważa się materiały o aktywności właściwej β i γ większej od 1,2⋅107 Bq/kg oraz aktywności α ponad 4⋅106 Bq/kg. • W Wielkiej Brytanii funkcjonuje także pojęcie odpadów o bardzo niskiej aktywności VLLW (od Very Low Level Waste), do których zalicza się odpady o aktywności właściwej α, β i γ mniejszej od 400 Bq/kg . O ile ilość odpadów wysokoaktywnych (HLW) podaje się na ogół w metrach sześciennych, w wypadku zużytych prętów paliwowych charakteryzuje się je często przez masę zawartych w nich aktynowców (głównie – uranu i plutonu), mierzoną tonami metrycznymi ciężkiego metalu MTHM (od ang. Metric Tons of Heavy Metals). Ilość odpadów promieniotwórczych można także mierzyć aktywnością, wyrażoną w kiurach 9 lub bekerelach. Tabela 9.4 podaje ilości wypalonego paliwa przewidywane w USA przez Departament Energii 10 na podstawie danych z 1995 r. 9

1 kiur, jednostka historyczna, wynosi 1 Ci = 3,7A1010 Bq; 1 Bq = 1 rozpad na sekundę Problemom odpadów promieniotwórczych został poświęcony niemal cały numer Physics Today z czerwca 1997 r. W niniejszym rozdziale obficie korzystamy z tego materiału. 10

7

Tab. 9.4 Przewidywana ilość wypalonego paliwa na podstawie danych z końca 1995 r. Rok 1995 2000 2010 2020

Masa (MTHM) 32 200 42 300 61 800 77 100

Aktywność [MCi] 30 200 32 600 39 800 34 700

Patrząc na problem w skali Świata można ocenić, że obecnie mamy nagromadzonych około 200 000 ton wypalonego paliwa z cywilnej energetyki jądrowej. W tej ilości znajdujemy około 4 000 ton nuklidów rozszczepialnych. W arsenałach broni jądrowej znajduje się kolejne 1 000 ton lub więcej. Klasyfikacja odpadów promieniotwórczych przyjęta 11 w Polsce pokazana jest na rys. 9.3.

ODPADY PROMIENIOTWÓRCZE

NISKOAKTYWNE

ŚREDNIOAKTYWNE

WYSOKOAKTYWNE

PRZEJŚCIOWE KRÓTKOŻYCIOWE DŁUGOŻYCIOWE ZUŻYTE ZAMKNIĘTE ŹRÓDŁA PROMIENIOTWÓRCZE

NISKOAKTYWNE

ŚREDNIOAKTYWNE

WYSOKOAKTYWNE

Rys. 9.3 Podział odpadów promieniotwórczych stosowany w Polsce Podczas, gdy ogólna klasyfikacja nie różni się w zasadzie od podawanej wyżej, a więc podziału na odpady nisko-, średnio- i wysokoaktywne, formalny podział uwzględnia okresy połowicznego zaniku oraz zużyte, zamknięte źródła promieniotwórcze. 11

Rozporządzenie Rady Ministrów z dn. 3 grudnia 2002 r. w sprawie odpadów promieniotwórczych i wypalonego paliwa jądrowego (Dz.U. nr 230, poz. 1925 z roku 2002)

8

Odpady wysokoaktywne – niezależnie od aktywności, to głównie odpady o dużej zawartości uranu i w tej grupie znajdzie się więc wypalone paliwo jądrowe np. z pierwszego w Polsce reaktora EWA i pracującego obecnie reaktora MARIA, oba w Świerku k. Otwocka. Do typowych odpadów promieniotwórczych zaliczamy • Filtry wody w reaktorach jądrowych i zużyte wymieniacze jonowe (jonity) • Materiały i narzędzia używane w rutynowej pracy przy instalacjach jądrowych, jak np. zawory, części pomp, fragmenty rurociągów • Wyposażenie pracowni naukowych • Pokrowce na buty, fartuchy, ściereczki, ręczniki papierowe itp., używane wszędzie tam, gdzie człowiek styka się z materiałami promieniotwórczymi powietrza materiałami • Filtry używane do testów zanieczyszczenia promieniotwórczymi, a także ciecze używane czasem do rozpuszczania tych filtrów • Pojemniki, ubrania, papier, wata, lignina, płyny i wyposażenie, które miały kontakt z materiałami promieniotwórczymi stosowanymi w medycynie • Materiały biologiczne używane w badaniach naukowych w różnych działach medycyny i farmacji.

9.3 Postępowanie z odpadami promieniotwórczymi spoza przemysłu jądrowego 9.3.1 Odpady nisko- i średnioaktywne Jest truizmem, że gospodarka odpadami promieniotwórczymi wszelkiego rodzaju musi być podporządkowana szczegółowym regulacjom prawnym. W Polsce sprawę ta reguluje Rozporządzenie Rady Ministrów z dnia 3 grudnia 2002 r. Ponadto istnieją ustalone zasady postępowania z odpadami, które określają • Jak gromadzić i przechowywać odpady stałe i płynne, • Jak spowodować, aby nie przeniknęły one do środowiska naturalnego, • Jak je transportować, • W jaki sposób je bezpiecznie składować. W gruncie rzeczy idea przechowywania odpadów jest bardzo prosta i sprowadza się do spełnienia trzech warunków: należy maksymalnie zmniejszyć objętość odpadów, zapewnić im odporność na działanie wody i rozpraszanie oraz przechować w sposób nie zagrażający środowisku. Dla spełnienia tych prostych warunków stosuje się jednak system wielu barier zabezpieczających. Dla spełnienia tych warunków należy stosować nie jedną, lecz wiele barier zabezpieczających. Na system barier zapobiegających rozprzestrzenianiu się substancji promieniotwórczych oraz pochłaniających promieniowanie składają się: • Tworzenie trudno rozpuszczalnych związków chemicznych (koncentratów) wiążących izotopy promieniotwórcze. • Materiał wiążący (spoiwo), który służy do zestalania odpadów, co przeciwdziała rozsypaniu, rozproszeniu, rozpyleniu i wymywaniu substancji promieniotwórczych. Spoiwem może być beton (działa jednocześnie jako osłona biologiczna), asfalt, polimery organiczne i masy ceramiczne.

9

• Opakowanie odpadów, zabezpieczające je przed uszkodzeniami mechanicznymi, działaniem czynników atmosferycznych i kontaktem z wodą. Stałe lub zestalone odpady zamykane są na ogół w pojemnikach metalowych lub betonowych i w tej postaci są przewożone, magazynowane i składowane. • Betonowa konstrukcja składowiska, która stanowi dodatkowe zabezpieczenie odpadów przed działaniem czynników atmosferycznych, zapobiega korozji opakowań oraz migracji substancji promieniotwórczych z miejsca ich składowania. • Struktura geologiczna terenu. Ta bariera decyduje o wyborze miejsca na lokalizację składowiska. Teren składowiska musi być m.in. asejsmiczny, niezatapialny (np. w czasie powodzi) mało przydatny gospodarczo i oddalony od skupisk ludzkich. Odpowiednie warunki geologiczne i hydrogeologiczne mają zapobiec rozprzestrzenianiu się radionuklidów w glebie i przenikaniu ich do wód gruntowych i powierzchniowych. Np. poziom wód gruntowych powinien być o kilkanaście metrów niższy od poziomu składowiska, a skład podłoża musi przeciwdziałać migracji radionuklidów. • Impregnująca warstwa bitumiczna pokrywająca wierzchnią warstwę betonu, która zapobiega m.in. przenikaniu wód opadowych do strefy składowania odpadów, uniemożliwia korozję opakowań oraz wymywanie substancji promieniotwórczych. Skuteczność systemu barier związana jest z ich wielostopniowością, zabezpieczającą odpady przed rozsypaniem, rozproszeniem, rozpyleniem i wymywaniem substancji promieniotwórczych. Z tego też względu stopień narażenia środowiska na ujemne skutki promieniowania jonizującego, pochodzącego od składowanych odpadów, jest bardzo niewielki nawet przy założeniu najbardziej pesymistycznych scenariuszy wydarzeń.

Rys. 9.4 Komora z pojemnikami (hobokami) oraz przekrój pojemnika zawierającego metaliczne odpady promieniotwórcze

10

ZIEMIA OKRZEMKOWA BETON STAL

GILZA NA IG ŁY

OŁÓW

Rys.9.5 Przekrój przez pojemnik na zużyte igły radowe. Całość jest zamknięta w pokrywie stalowej o grubości 5 mm. Taki pojemnik waży ok. 100 kg.

Na rysunkach 9.4 i 9.5 pokazujemy przykłady będących w użyciu pojemników z odpadami promieniotwórczymi.

9.3.2 Wybór miejsca na składowisko odpadów promieniotwórczych Omówimy tu krótko postępowanie związane z wyborem miejsca na składowisko niskoaktywnych odpadów promieniotwórczych. Niezależnie od przepisów bezpieczeństwa, które istnieją we wszystkich państwach, mamy tu do czynienia z logicznym ciągiem zdarzeń, który każe: • określić kryteria, którym powinny odpowiadać miejsca na składowiska • wyjaśnić ich stan prawny • szczegółowo zbadać wytypowane miejsca • wybrać jedno z nich. Podstawowym kryterium wyboru są warunki geologiczne i hydrogeologiczne terenu. Niemniej jednak należy brać pod uwagę szereg innych warunków o ważnym znaczeniu społecznym. Należą do nich: • ochrona ludności przed uwolnieniem się odpadów promieniotwórczych • zabezpieczenie ludzi przed przypadkowym wejściem na teren składowiska • zapewnienie bezpieczeństwa ludności podczas działania składowiska oraz 11

•

zapewnienie bezpieczeństwa samego składowiska i okolicy również po jego zamknięciu.

Powyższe warunki oznaczają więc m.in., że przy wyborze miejsca należy uwzględniać choćby takie czynniki, jak przyrost naturalny w danej okolicy, czy też stan świadomości i nastroje lokalnej ludności. Mieszkańcy muszą wiedzieć, że składowisko jest dla nich bezpieczne, co nie zmienia faktu, że mogą domagać się zapewnienia szczególnych warunków finansowych gminie, na terenie której ma znaleźć się składowisko. Bierze się to choćby stąd, że obecność składowiska może obniżyć wartość terenu i zabudowań nań się znajdujących, a ludność, w obawie o swoje zdrowie, będzie domagała się lepszej opieki medycznej, sprawniejszego systemu ratowniczego (obejmującego wspólne działania miejscowych władz, policji, straży pożarnych, zaplecza medycznego oraz Terenowej Obrony Cywilnej) czy też lepszych dróg dojazdowych itp. Obniżona wartość terenu może z kolei powodować, że do kasy gminnej będą wpływały mniejsze podatki, co gmina będzie chciała sobie niewątpliwie powetować poprzez zapewnienie stosownych opłat od operatorów składowiska. Jak widać, z wyborem miejsca na składowisko wiążą się dość trudne sprawy, których rozwiązanie wymaga dobrej woli i zrozumienia obu stron. W szczególności, ludność terenu, na którym planuje się zainstalować składowisko musi mieć pewność, że w każdej chwili będzie mogła skontrolować prawidłowość działania składowiska poprzez wybrane przez siebie służby monitorujące środowisko naturalne, i że zawsze będzie traktowana jak równorzędny partner. Ta sytuacja nakłada na operatorów składowiska szczególną odpowiedzialność i wymaga od nich umiejętności rzeczowej i życzliwej rozmowy z reprezentantami lokalnej społeczności. Z tego też względu edukacja ludności od najwcześniejszych lat jest sprawą pierwszorzędnej wagi. Odpowiedzialni za pracę składowiska muszą więc na terenie swego działania prowadzić odpowiednią edukację dotyczącą promieniowania jonizującego. Przykład podziemnego składowiska odpadów nisko- i średnioaktywnych, zbudowanego w Olkiluoto w Finlandii pokazany jest na rys. 9.6.

9.4.3 Transport odpadów promieniotwórczych Odpady promieniotwórcze przewozi się pojazdem specjalnie oznakowanym. Przewożone pojemniki na odpady muszą być trwale oznakowane zgodnie ze stopniem zagrożenia. Zarówno pojazd, jak i pojemniki muszą spełniać międzynarodowe warunki bezpieczeństwa przewidziane Prawem Atomowym. Międzynarodowym symbolem informującym o przewożeniu materiału promieniotwórczego jest nalepka z „koniczynką” czerwoną lub czarną na żółtym lub białym tle. Dla odpadów o większej aktywności na nalepkach (rys. 9.7) pojawiają się pionowe czerwone kreski (których liczba - od jednej do trzech – zwiększa się wraz ze wzrostem aktywności) oraz dodatkowa informacja o zawartości pojemnika i aktywności przewożonej w nim substancji. Przewożone odpady są starannie oznaczone i ewidencjonowane przed wysłaniem ich w drogę. Dokumentacja wszystkich odpadów jest następnie przechowywana przez cały okres ich składowania.

12

Budynek centralny

Tunel transportowy Szyb

Hala suwnicowa Odpady niskoaktywne

Tunel konstrukcyjny Odpady średnioaktywne

Tunel transportowy

Szyb

Silos odpadów średnioaktywnych Beton zbrojony

Silos odpadów niskoaktywnych Hoboki z odpadami w boksie cementowym

Rys. 9.6 Schemat podziemnego składowiska odpadów VLJ w Olkiluoto w Finlandii

13

Rys. 9.7 Typowe nalepki informacyjne i ostrzegawcze

9.3.4

Unieszkodliwianie odpadów promieniotwórczych w Polsce

Unieszkodliwianiem odpadów promieniotwórczych w Polsce zajmuje się Zakład Unieszkodliwiania Odpadów Promieniotwórczych (ZUOP) w Świerku, który zapewnia • odbiór • transport • okresowe magazynowanie • przetwarzanie • zestalanie oraz • składowanie materiałów promieniotwórczych. Przeciętne roczne ilości odpadów przyjmowanych i unieszkodliwianych w Świerku to 150 m3 niskoaktywnych odpadów ciekłych i 100 m3 stałych, 0,5 m3 średnioaktywnych odpadów ciekłych i 2 m3 stałych oraz ok. 1000 sztuk zużytych źródeł promieniotwórczych. Każdy etap postępowania z odpadami promieniotwórczymi regulowany jest przez przepisy prawa 12 , a w szczególności: • zasady zaliczania odpadów do odpadów promieniotwórczych • kwalifikowanie • ewidencjonowanie • unieszkodliwianie • przechowywanie • składowanie odpadów. Ciekłe niskoaktywne odpady promieniotwórcze są wpierw magazynowane w zbiornikach retencyjnych i podlegają przerobowi po zmniejszeniu ich aktywności w wyniku rozpadu 12

Ustawa „Prawo Atomowe” z dn. 29 listopada 2000 r. (Dz.U. z 2001 r., nr 3, poz.18 z późniejszymi zmianami). Rozporządzenie Rady Ministrów z dn. 3 grudnia 2002 r. w sprawie odpadów promieniotwórczych i wypalonego paliwa jądrowego ( Dz.U. z 2003 r, nr 230, poz. 1925 z późniejszymi zmianami).Ustawa „Prawo atomowe” w wersji ujednoliconej uwzględniającej zmiany wynikające z ustawy z dnia 12 marca 2004 r (Dz.U. z 2004 r., nr 70, poz. 632)

14

radionuklidów krótkożyciowych. Przerób polega na dodaniu do ścieków substancji pozwalających wytrącić z zawiesiny osad, który mając objętość równą zaledwie 1% początkowej objętości, zawiera większość radionuklidów decydujących (w ponad 99%) o aktywności ścieku. Osad ten - szlam - podlega następnie procesowi zestalania. Doskonałe rezultaty w procesie unieszkodliwiania niskoaktywnych ciekłych odpadów promieniotwórczych uzyskuje się dzięki zastosowaniu procesu odwróconej osmozy, pozwalającego na rozseparowanie cząsteczek o różnych rozmiarach. W trzystopniowej instalacji odwróconej osmozy stopień oczyszczania ścieków wynosi 99,9% przy wydajności rzędu 2 m3/h. Ciekłe ścieki średnioaktywne są zagęszczane (zatężane) w instalacji wyparnej. Metody wyparne należą do najskuteczniejszych sposobów oczyszczania tych ścieków. Instalacja pozwala na oczyszczanie i zagęszczanie, a więc także redukcję objętości odpadów. Zestaleniu podlega więc zaledwie 1/30 początkowej objętości ścieków. Aktywność destylatu (cieczy pozostałej po oddzieleniu osadu) może być nawet 100 000 razy (!) mniejsza niż aktywność ścieku wyjściowego. W procesie wyparnym usuwane są również zanieczyszczenia typu chemicznego, jak np. metale ciężkie. Metody wyparne są uważane za szczególnie przyjazne środowisku, gdyż czystość powstających w tym procesie mediów, destylatów, jest porównywalna z czystością wód rzek i jezior kwalifikowanych jako czyste. Destylaty można zatem bezpiecznie wpuszczać do kanalizacji sanitarnej. Odpady stałe mają z reguły (w 85% przypadków) postać umożliwiającą ich bezpośrednie wkładanie do standardowych pojemników ocynkowanych dwustronnie i zamkniętych pokrywą zabezpieczającą odpady przed kontaktem z otoczeniem (patrz rys. 9.4). Zestalanie odpadów prowadzi się w drodze: • asfaltowania • betonowania • zestalania w żywicy epoksydowej • zestalania w żywicy mocznikowo-formaldehydowej biologicznych: zwierząt doświadczalnych).

(dot.

wyłącznie

odpadów

Po przeróbce otrzymuje się rocznie 60 m3 zestalonych odpadów o wadze 90 ton, które zajmują objętość ok. 100 m3. Dodatkowe 40 m3 przypada na materiały wiążące – głównie beton.

9.3.5 Składowanie odpadów promieniotwórczych w Polsce Odpady promieniotwórcze w Polsce są składowane na terenie działającego od 1961 r Krajowego Składowiska Odpadów Promieniotwórczych – KSOP - w Różanie nad Narwią. Składowisko to, zajmujące obszar 3,2 ha, znajduje się w jednym z dawnych fortów wojskowych, wybudowanych przez władze rosyjskie w latach 1905-1908. Największą zaletą samych fortów są ich grube (1,2 ÷1,5 m) ściany i stropy betonowe. Zapewniają one pełną osłonność biologiczną ulokowanym w nich odpadom. Wokół zachodniej i południowej granicy Składowiska biegnie sucha fosa o głębokości (2÷6) m, której fragment przedstawiony jest na rys. 9.8.

15

Rys. 9.8 Fragment fosy w Krajowym Składowisku Odpadów Promieniotwórczych w Różanie. Część fosy jest już wypełniona i zamknięta pionową ścianą betonową.

Wody gruntowe znajdują się pod warstwą gliny o bardzo małej przepuszczalności i warstwą gleby o właściwościach sorpcyjnych na głębokości kilkunastu metrów poniżej składowiska (patrz rys. 9.9). Skład podłoża przeciwdziała skutecznie migracji odpadów, które mogłyby na skutek nieszczęśliwych wydarzeń przeniknąć do gleby i rozprzestrzeniać się dalej przez wody gruntowe. Odpady składuje się w budowlach betonowych, bunkrach oraz fosie. W tej ostatniej przechowuje się jedynie odpady nie zawierające długożyciowych nuklidów alfapromieniotwórczych. Dno i zbocza fosy pokryte są 20 cm warstwą betonu. Długożyciowe odpady alfapromieniotwórcze składowane są w betonowych budowlach fortu, komora po komorze, aż do całkowitego ich wypełnienia. Wypełnioną komorę zamyka się szczelnie lub zamurowuje. Odpady te, przed ostatecznym zamknięciem składowiska w Różanie, będą przeniesione do składowiska docelowego, tzw. składowiska głębokiego. Gleba, trawa i zboża z otoczenia składowiska, woda gruntowa z odwiertów kontrolnych (piezometrów) umieszczonych na terenie i w otoczeniu składnicy, woda z Narwi, powietrze atmosferyczne (przy dwóch obiektach mierzone jest stężenie radonu), wreszcie poziom promieniowania gamma na terenie i w otoczeniu składowiska, podlegają regularnej kontroli radiologicznej. Dla przykładu, rys. 9.10 pokazuje wyniki pomiarów promieniotwórczości beta wód na terenie i w otoczeniu Składowiska w latach 1998-2003 oraz w Górze Kalwarii, gdzie nie ma obiektów stosujących źródła promieniotwórcze. Wyniki pomiarów wskazują jednoznacznie, że istnienie Krajowego Składowiska Odpadów Promieniotwórczych nie ma niekorzystnego wpływu na środowisko gminy Różan. Z innych danych wynika ponadto, że gmina ta szczyci 16

się jednym z najniższych wskaźników zapadalności na choroby nowotworowe. Pojemność i warunki radiologiczne Składowiska pozwalają na bezpieczne zapełnianie go odpadami jeszcze przez ok. 15-20 lat, co jednak już teraz wymusza konieczność szukania nowego miejsca na Składowisko.

Rys. 9.9 Przekrój przez system hydrologiczno-geologiczny Krajowego Składowiska odpadów w Różanie

Dla zapewnienia maksymalnej obiektywności badań stanu radiologicznego środowiska, prowadzone są one przez jednostki niezależne od Zakładu Unieszkodliwiania Odpadów Promieniotwórczych, a mianowicie: • Laboratorium Pomiarów Dozymetrycznych Instytutu Energii Atomowej • Centralne Laboratorium Ochrony Radiologicznej, powołane do wypełniania funkcji kontrolnych i nadzorczych na terenie całego kraju. • Państwowy Instytut Geologiczny Przed rozpoczęciem składowania odpadów aktywnych trzeba sporządzić raport bezpieczeństwa, podobnie jak dla EJ, opisujący normalny stan pracy, wszystkie układy i elementy, ich możliwe awarie, błędy ludzkie, zjawiska geologiczne i ich skutki dla zdrowia ludności. 17

PROMIENIOTWÓRCZOŚĆ BETA (Bq/l)

0,3 0,28 0,26 0,24 0,22

Narew poniżej KSOP

0,2 0,18

Narew vis a vis KSOP

0,16

woda wodociągowa KSOP

0,14 0,12

Wisła (Góra Kalwaria)

0,1 0,08 0,06 1997

1998

1999

2000

2001

2002

2003

2004

LATA

Rys. 9.10 Wyniki badania promieniotwórczości beta wody w latach 1997 2004

9.3.6 Ogólne wnioski W postępowaniu z odpadami promieniotwórczymi, podobnie jak i we wszelkich działaniach, w których stosujemy promieniowanie jonizujące, przestrzegamy następujących podstawowych zasad: 1.

Korzyści społeczeństwa i osób narażonych na promieniowanie muszą przewyższać straty związane z jego użyciem, 2. Dawki mają być utrzymywane w granicach rozsądku na możliwie najniższym poziomie, 3. Dawki indywidualne od wszystkich źródeł promieniowania mają być ograniczane, a stopień zagrożenia kontrolowany. Składowiska odpadów średnio i nisko aktywnych istnieją w wielu krajach. Wszędzie stosowane są podobne bariery technologiczne jak w Polsce. Beton wypełniający hoboki zatrzymuje promieniowanie tak skutecznie, że można pracować z nimi bez dodatkowych osłon. W żadnym kraju nie stwierdzono, aby istniejące składowisko powodowało wzrost zagrożenia radiologicznego, czy wzrost zachorowalności na choroby nowotworowe wśród personelu lub ludności. Pomimo staranności w doborze procedur i technologii składowania odpadów promieniotwórczych, lokalne społeczności odnoszą się do składowisk różnych odpadów z dużą nieufnością, a nawet strachem. Godząc się na dobrodziejstwa płynące np. z zastosowania metod jądrowych w ochronie zdrowia, z czym związana jest w znacznym stopniu produkcja odpadów, nie udzielają w zasadzie przyzwolenia na składowanie odpadów, utożsamiając ten proces z zagrożeniem zdrowia i życia, szczególnie jeśli składowisko ma być umieszczone w pobliżu własnego miejsca zamieszkania.

18

Aby ocenić stopień rzeczywistego zagrożenia należy je jednak przedstawić w jakiejś skali dostępnej naszym osądom. Spróbujmy więc zastanowić się nad wpływem procedur postępowania z odpadami promieniotwórczymi na moc dawki w Polsce. W otaczającym nas świecie znajdują się izotopy promieniotwórcze niektórych pierwiastków – uranu U, toru Th, rubidu Rb, potasu K, węgla C czy wodoru H - są to radionuklidy naturalne. Zastanówmy się, jak wiele tych radionuklidów znajduje się w naszym najbliższym otoczeniu. Za przykładem Lorda Marshalla of Goring (Anglia), którego znakomity wykład o odpadach promieniotwórczych dostępny jest na kasecie wideo, wyobraźmy sobie, że jesteśmy właścicielami ogródka o wymiarach 20 m x 20 m. Powierzchniowa warstwa gleby o grubości 1m waży około 600 t, a w zależności od tego, w której części Polski jesteśmy, zawiera (0,6 – 4,2) kg uranu (U), (0,2 - 6,2) kg toru (Th) i (600 – 16800) kg potasu (K). Zauważmy, że w potasie, którego tu jest bardzo dużo, tylko jeden z trzech jego izotopów 40K jest promieniotwórczy i stanowi jedynie 0,0117% jego masy; na każdą tonę naturalnego potasu przypada więc 117 g izotopu 40K. Oznacza to, że metrowa warstwa gleby zawiera od 0,07 kg do 1,96 kg promieniotwórczego potasu. Dawka od takiej warstwy gleby z naszego ogródka nazwijmy ją Dawką Ogródkową – w skrócie DOG – pochodzi więc od (1 – 12) kg naturalnych radionuklidów. W całej Polsce zamieszkuje około 38 milionów osób, więc gdybyśmy zakopali w ogródku naszą „indywidualną”, 1/38 000 000, część odpadów nisko- i średnioaktywnych (innych w Polsce nie mamy), zdeponowanych w ciągu roku w KSOP-Różan, to przybędzie nam 90 000 kg/38 000 000, a więc około 2,5 g - niewiele w porównaniu z masą naturalnych radionuklidów w naszym ogródku. Zakopując w ogródku (metr pod powierzchnią) odpady niskoaktywne na nas przypadające, podnieślibyśmy aktywność warstwy zaledwie o 1/32000 część DOG, a przecież aktywność tych odpadów zanika jeszcze w czasie. Gdyby każdy człowiek zakopał w swym ogródku także krótkożyciowe odpady średnioaktywne na niego przypadające, zwiększyłby aktywność ogródka o nie więcej niż 1/4800 część DOG, a aktywność i tych odpadów zanika w czasie. Długożyciowe odpady średnioaktywne, bardzo stężone, należałoby zakopywać już w głębsze pokłady ogródka, np. na głębokość 300 m. Podwyższyłyby one ryzyko, ale zaledwie o 1/30 dawki pochodzącej w naturalny sposób od 300-metrowej warstwy ziemi. Dopiero umieszczenie na tej głębokości odpadów wysokoaktywnych przypadających na człowieka stworzyłoby ryzyko większe niż aktywność naturalna. Z tego też względu - choć i tu czynnik zaniku aktywności odpadów w miarę upływu czasu gra na naszą korzyść - składowanie odpadów wysokoaktywnych podlega szczególnym technologiom i rygorom jeszcze większej ostrożności niż w dwóch poprzednich przypadkach. Analiza wskazuje więc, że sama natura napromieniowuje nas znacznie większą dawką niż produkowane przez człowieka odpady promieniotwórcze.

9.4 Postępowanie z wypalonym paliwem Wypalone paliwo jądrowe przechowuje się z reguły przez jakiś czas (kilka do kilkudziesięciu lat) bezpośrednio przy reaktorze w basenach przechowawczych, rys. 9.11. W tym czasie zanika aktywność większości izotopów krótkożyciowych, a ponadto woda odbiera ciepło. Tak więc zużyte paliwo schładza się zarówno termicznie, jak i w znaczeniu radiologicznym. Jest rzeczą oczywistą, ze składując paliwo w basenie należy zadbać o to, aby nie było możliwości

19

osiągnięcia masy krytycznej w wypalonym paliwie. Warunki przechowywania paliwa są więc tak dobrane aby nawet w najbardziej niekorzystnych sytuacjach (awaryjnych) współczynnik mnożenia paliwa był znacznie niższy od 1 13 . Dalszy los zależy od możliwości technicznofinansowych i decyzji organów odpowiedzialnych za bezpieczeństwo radiologiczne danego kraju. Paliwo takie albo przetwarza się, poddając je procesowi recyklizacji, albo przygotowuje do ostatecznego składowania. Słowo „ostateczny” nie jest tu jednak w pełni adekwatne, gdyż obecnie myśli się nad technikami, które pozwoliłyby w znaczący sposób zmniejszyć i tak już stosunkowo małe zagrożenie radiologiczne związane ze składowaniem tego paliwa.

Rys. 9.11 Widok basenu przechowawczego w reaktorze MARIA w Świerku Szczelność paliwa jest systematycznie kontrolowana, zasysając wodę z nad zestawów paliwowych. Obecnie, po ostudzeniu w basenie wodnym (3 lata) paliwo jest kapsułowane i przechowywane w powietrzu na sucho. Technologię kapsułowania opracował Instytut Energii Atomowej w Swierku. Niektóre etapy kapsułowania pokazuje rys. 9.12.

Rys. 9.12 Od lewej do prawej: zestaw paliwowy wkładany do kapsuły, spawanie kapsuły wypełnionej helem, wygląd zaspawanej kapsuły z zestawem paliwowym. Zamknięto już 144 zestawy (około 50% ) i połowę z nich wywieziono do przechowalnika paliwa poza reaktorem

13

Podziękowania należą się dr Krzysztofowi Pytlowi za tę cenną uwagę

20

Podczas recyklizacji dokonuje się obróbki radiochemicznej, podczas której wydobywa się przede wszystkim dwa izotopy rozszczepialne, a mianowicie 235U i 239Pu. Z izotopów tych, a precyzyjniej z tlenków tych izotopów (UO2 i PuO2) można wyprodukować świeże paliwo (typu MOX od ang. Mixed Oxides). Paliwo MOX produkowane jest obecnie w Europie w 5 instalacjach, może być zaś użyte w 35 pracujących w Europie reaktorach (do rdzeni tych reaktorów można załadować około 20-50% paliwa MOX). Uran, o którym tu mowa, jest uranem o zawartości 235U mniejszej niż 1%, dlatego też domieszka 239Pu jest niezbędna do wyprodukowania świeżego paliwa. Zauważmy, że skład izotopowy paliwa MOX nie mógłby być użyty do produkcji broni jądrowej. Z paliwa wypalonego przez rok pracy elektrowni o mocy 1000 MWe można uzyskać około 230 kg plutonu (1% całości wypalonego paliwa). W sumie recyklingowi (recyklizacji) podlega jakieś 97% wypalonego paliwa, pozostałe 3% (ok. 700 kg rocznie z elektrowni o mocy 1000 MWe) stanowią odpady wysokoaktywne. W wyniku przerobu pozostaje wciąż wysokoaktywny odpad w ciekłej postaci. Ciecz ta zawiera zarówno fragmenty rozszczepienia, jak i promieniotwórcze aktynowce. Stosunkowo najbezpieczniejszy obecnie przerób tej cieczy polega na jej witryfikacji, tj. zeszkleniu lub glazurowaniu. Tak przygotowana gorąca borosilikatowa masa szklana (Pyrex) wlewana jest do pojemników ze stali nierdzewnej, które po ostudzeniu są zaspawywane. Rys.9.13 Ładowanie paliwem do silosów 14

kanistrów

z

zeszklonym

Dla wyrobienia sobie poglądu na objętość zeszklonych odpadów, rys. 9.14 pokazuje blok takiego szkła o identycznym składzie chemicznym, jak w rzeczywistym odpadzie, choć oczywiście pozbawionym izotopów promieniotwórczych. Objętość tego bloku demonstruje ilość wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych przypadających na człowieka w czasie jego życia, a pochodzących z tej części energii elektrycznej, która została wyprodukowana w elektrowni jądrowej.

Rys. 9.14 Blok szkła borosilikatowego o objętości odpowiadającej objętości odpadów promieniotwórczych przypadających na człowieka w czasie jego życia, a pochodzących z energii elektrycznej wyprodukowanej w elektrowni jądrowej.

14

http://www.world-nuclear.org/education/wast.htm

21

W każdym pojemniku (kanistrze), patrz rys. 9.9, mieści się 400 kg masy szklanej. Odpady z jednego roku pracy reaktora o mocy 1000 MWe, to 5 ton takiego szkła lub 12 kanistrów o wysokości 1,3 m i średnicy 0,4 m, które łatwo transportować i przechowywać w odpowiednich warunkach osłonowych. Przetwórnie paliwa we Francji, Wielkiej Brytanii i Belgii wytwarzają około 1000 ton rocznie takiego zeszklonego paliwa (2500 kanistrów). O relacji pomiędzy pojemnikiem transportowym, a zawartością w nim odpadów promieniotwórczych może powiedzieć porównanie mas: 6 ton odpadów zamyka się w pojemniku o masie 100 ton. Trwałość pojemnika stalowego oceniana jest na 1000 lat. Obecne możliwości recyklingu przedstawia Tabela 9.5, a rys. 9.15 przedstawia zmianę w czasie aktywności wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych w postaci 1 tony wypalonego paliwa bezpośrednio po wyładunku z reaktora, a rys. 9.16 odpadów pozostałych po recyklingu 1 tony wypalonego paliwa z reaktora typu PWR. Jeśli chodzi o samą wydajność procesu, recyklizacji podlega dziś nie więcej niż około 6% plutonu. Pełna recyklizacja będzie możliwa dopiero po szerokim wdrożeniu reaktorów prędkich i opanowaniu technologiu pirometalurgicznego przetwarzania paliwa. Tabela 9.5 Możliwości recyklizacji na świecie 15 Paliwo

Kraje

Paliwo w reaktorach lekkowodnych

Francja, La Hague Wlk. Brytania (THORP) Rosja Japonia

RAZEM Inne rodzaje paliwa Wlk. Brytania WSZYSTKIE MOŻLIWOŚCI PRZEMYSŁU CYWILNEGO

Możliwość przerobu [t/rok] 1600 1200 40 100 3300 2100 5400

Przechowywanie odpadów głęboko pod ziemią nie przedstawia dla ludzi żyjących w pobliżu składowiska podziemnego istotnego zagrożenia, chyba że ktoś przez przypadek zechce wykorzystać teren składowiska w inny sposób i zacznie w tym miejscu kopać. Nawet jednak w tym wypadku niebezpieczeństwo będzie miało na pewno charakter lokalny, a nie globalny. Rys. 9.17 pokazuje radiotoksyczność różnych nuklidów znajdujących się w wypalonym paliwie reaktora lekkowodnego, rozumianą jako objętość wody wymagana dla rozpuszczenia radionuklidów do maksymalnej dopuszczalnej (a więc uznanej za bezpieczną) koncentracji na jednostkę masy radionuklidu. W gruncie rzeczy wykres ten nie odbiega od pokazanego na rys. 9.11. Podane wartości dotyczą bezpośredniego wchłonięcia izotopu drogą pokarmową. Jak widać, toksyczność typowych dla reaktorów izotopów takich jak 90Sr i 137Cs zanika względnie szybko, gdyż okres połowicznego zaniku tych izotopów jest względnie krótki. Po kilkuset latach od wyładowania wypalonego paliwa z reaktora radiotoksyczność wypalonego paliwa jest zdominowana przez aktynowce i ich pochodne (np. rad i tor), a także niektóre fragmenty rozszczepienia. Analizując omawiany rysunek należy mieć na uwadze, że nie wszystkie rozpatrywane nuklidy są łatwo rozpuszczalne w wodzie, więc dopuszczalne poziomy nie oznaczają bynajmniej zawartości tych pierwiastków w wodzie gruntowej. 15

http://www.world-nuclear.org/education/wast.htm

22

Ruda uranowa równoważna jednej tonie wypalonego paliwa

Rys. 9.15 Aktywność odpadów wysokoaktywnych w jednej tonie wypalonego paliwa Czas [w latach] od wyładunku z reaktora

Jak przedstawia tabela 9.6, uwzględniająca dane pokazane na rys. 9.15, wszystkie odpady zgromadzone do roku 2000, po schłodzeniu ich przez okres 500 lat, będą miały aktywność odpowiadającą aktywności promieniowania naturalnego gleby ziemskiej o objętości 30x30x2 km (te 2 kilometry odpowiadają głębokości podziemnych składowisk odpadów promieniotwórczych). Oczywiście można rozważać, co się stanie, gdy pojemniki na wysokoaktywne odpady rozszczelnią się i materiał promieniotwórczy zacznie migrować do powierzchni. Jak mówiliśmy wcześniej, trwałość pojemnika stalowego oceniana jest na 1000 lat, więc ewentualne zagrożenia należy rozpatrywać dla poziomów aktywności paliwa po ok. 1000. letnim składowaniu. Tu jednak czasy charakterystyczne dla dyfuzji spowodują, że pokonanie warstwy 500 – 1000 m musiałoby zająć czas porównywalny z dziesiątkami tysięcy lat 16 . Zresztą najlepszego przykładu dostarcza sytuacja w Oklo. Przez 2 miliony lat od wygaśnięcia naturalnych reaktorów materiały reaktorowe znajdują się wciąż na miejscu pomimo istnienia w okolicy dużej ilości wody wypłukującej ten materiał, który z czasem przeszedł z materiału promieniotwórczego (wypalonego paliwa) w materiał de facto trwały.

16

EXTERNE 1995: Externalities of Energy, Vol. 1-7, European Commission, Directorate General XII, Science Research and Development, EUR 16522, Luxemburg (1995)

23

AKTYWNOŚĆ [GBq]

Całkowita Fragmenty rozszczepienia Aktynowce

Ruda uranowa

LATA Rys. 9.16 Aktywność [w gigabekerelach] pozostałości po recyklizacji 1 tony wypalonego paliwa z reaktora typu PWR. Źródło: OECD NEA 1996, Radioactive Waste Management in Perspective

Rys.9.17 Radiotoksyczność izotopów promieniotwórczych zawartych w wypalonym paliwie reaktora lekkowodnego w funkcji lat upływających od wyładowania paliwa z reaktora 17

17

Physics Today, June (1997), str.34

24

Tab. 9.6 Średnia aktywność jąder promieniotwórczych w skorupie ziemskiej i całkowita aktywność odpadów promieniotwórczych pochodzących z energetyki jądrowej po 500.letnim okresie składowania 18 Promieniowanie środowiska K-40

Rb-87

1

1

Koncentracja jąder macierzystych w glebie, [Bq/g] Mediana Max

0,40 3,20

Koncentracja szeregu promieniotwórczego w glebie [Bq /g] Mediana Max

0,40 3,20

Liczba jąder promieniotwórczych w łańcuchu przemian

Aktywność szeregu w 1 km3 gleby (2,7×1015 g) , [Bq] Mediana Max

1,1×1015

Th232

U-235

U-238

11

12

14

0,27 -

0,030 0,360

0,0016 0,0160

0,035 0,900

0,27 -

0,30 3,60

0,018 0,176

0,49 12,60

1,5 19,66

8,1×1014

4,9×1013

1,3×1015

4,0×1015

9,7×1015

4,8×1014

3,4×1016

5,3×1016

6,3·1024

3,8·1023

1,0·1025

3,1·1025

7,3×1014

8,6×1015

Razem

Aktywność szeregu w skorupie ziemskiej (17,3·1024g ), [Bq] Mediana

8,4·1024

5,6·1024

Odpady z energetyki jądrowej Średnio- i wysokoaktywne odpady z produkcji energii elektrycznej w 2002 r., [Bq]a

3,0·1015 c - równoważne 0,06 km3 - 0,83 km3 gleby

Odpady zgromadzone do 2000 r. z całego cywilnego cyklu paliwowego po 500 latach schładzania, [Bq] b

5,8·1018 d - równoważne 107 km3 - 1611 km3 gleby

a

285,4 GWe, przy założeniu 20% wydajności elektrowni jądrowej oraz 10 000 GBq/GWe na rok dla średnioaktywnych i 500 GBq/GWe na rok niskoaktywnych odpadów promieniotwórczych b 200 000 ton odpadów w postaci tzw. "ciężkiego metalu" c Odpowiada medianie aktywności naturalnej w 0,75 km3 gleby , tj. w bloku o wymiarach 0,61 x 0,61 x 2 km; lub w 0,06 km3 gleby z maksymalną koncentracją naturalnych pierwiastków promieniotwórczych, tj. w bloku o wymiarach około 0,17 x 0,17 x 2 km. d Odpowiada aktywności 1450 km3 gleby z koncentracją odpowiadającą medianie koncentracji naturalnych pierwiastków promieniotwórczych, tj. w bloku o wymiarach około 27 x 27 x 2 km; lub 108 km3 gleby z maksymalną koncentracją naturalnych pierwiastków promieniotwórczych, tj. bloku o wymiarach około 7,3 x 7,3 x 2 km.

18

Z.Jaworowski, Chernobyl, Nuclear Waste and Nature, Energy & Environment 15 (2004) 807-824

25

Również i w wypadku nie przewidywanego trzęsienia ziemi nie należy spodziewać się, że pojemniki zostaną wyrzucone na wierzch. Wręcz przeciwnie – trzęsienie ziemi powinno je zakopać jeszcze głębiej, a z powodów opisanych przed chwilą nie należy również obawiać się problemu zniszczenia tych pojemników. Na dziś poważniejszym problemem mogą być nagromadzone odpady choćby z przemysłu militarnego, przechowywane w pojemnikach metalowych w tymczasowych składowiskach. Możliwości ich rozszczelnienia, czy przeniknięcia radionuklidów do cieków wodnych należy rozważać serio 19 i podejmować odpowiednie akcje zaradcze. Alternatywą do szkliwienia (glazurowania) odpadów wysokoaktywnych jest uwięzienie ich w strukturze krystalicznej odpowiedniego materiału. Tego typu materiał ceramiczny, utworzony z trzech naturalnych minerałów, w których strukturę krystaliczną wbudowują się niemal wszystkie pierwiastki obecne w odpadach promieniotwórczych, nazwany Synroc od ang. Synthetic Rock (skała syntetyczna) 20 , został zaproponowany przez Teda Ringwooda z Australii, a prace nad nim rozwijane są w Australii i USA. Głównym składnikiem Synrocu jest dwutlenek tytanu, znajdujący się w materiale w 57.%. Pozostałe składniki dobiera się w zależności od rodzaju odpadu. Są to takie minerały, jak holandyt (BaAl2Ti6O16), cyrkonolit (CaZrTi2O7) i perowskit (CaTiO3). W strukturę krystaliczną tych dwóch ostatnich minerałów łatwo wbudowuje się pluton, a w perowskit można wbudować także stront i bar. Holandyt więzi z łatwością cez, potas, rubid i bar. W odmianie ceramiki, zwanej Synroc-C ciężar odpadów promieniotwórczych może sięgać 30% całości. Koncepcja ta, bardzo atrakcyjna ze względu na spodziewaną stabilność, wymaga umiejętności rozdzielania i ewentualnie transmutowania odpowiednich grup pierwiastków. Następny krok, to składowanie. Jak dotąd nie znaleziono lepszych miejsc na składowiska niż głębokie wyrobiska w skałach solnych, w których sól kamienna pozwala na skuteczne odprowadzanie ciepła, a jednocześnie jest łatwa do drążenia. Składować można także w iłach i granitach. Przechowywanie odpadów promieniotwórczych na poziomie 500 - 600 m pod ziemią zapewnia niewątpliwie większe bezpieczeństwo niż przechowywanie ich na powierzchni. Poziom promieniowania emitowanego w okresie, powiedzmy, 1000 lat odpowiada promieniowaniu naturalnemu pierwiastków promieniotwórczych w 1000 metrowej warstwie skorupy ziemskiej. Składowanie głęboko pod ziemią jest od strony technologicznej opanowane, niemniej jednak wciąż budzi obawy społeczeństw. Dziś (2006 r.) bodaj jedynym czynnym składowiskiem geologicznym jest składowisko w New Mexico, te jednak przeznaczone jest dla odpadów z przemysłu militarnego. Inne, planowane w USA w Yucca Mountains wciąż czeka na ostateczną decyzję uruchomienia. W Europie najszybciej powstanie w Finlandii niedaleko elektrowni jądrowej w Olkiluoto, patrz rys. 9.18. Szwecja zamierza uruchomić około roku 2015 głębokie składowisko geologiczne w okolicy miejscowości Oskarshamn. Zwróćmy uwagę, że przechowanie wypalonego paliwa podlega tym samym ogólnym regułom bezpieczeństwa, co wszystkie odpady promieniotwórcze, a regułą podstawową jest stworzenie systemu wielu barier technologicznych. Taką barierę stanowi uwięzienie odpadów w szkle lub innym materiale (np. synrocu), ewentualnie w postaci ceramicznych pastylek paliwowych, stalowe kontenery, w których umieszczone są odpady, odpowiednia struktura bezpośredniego otoczenia pojemników, zapobiegająca przedostawaniu się wody do pojemników, głębokie 19

E.Kastenberg, L.J.Gratton, Hazards of Managing and Disposing of Nuclear Waste, Physics Today, June 1997, 41-46 20 http://www.uic.com.au/nip21.htm

26

składowanie podziemne w skałach w obszarze tektonicznie stabilnym, wreszcie usytuowanie składowiska w odpowiedniej odległości od siedzib ludzkich.

Składowisko

Szyb wentylacyjny Główny poziom kontrolny ok. 420 m

Tunel wejściowy

Niższy poziom kontrolny ok. 520 m

Tunel składowiska

Szyb wentylacyjny

Tunel wejściowy

Rys. 9.18 Projekt składowiska geologicznego odpadów wysokoaktywnych w pobliżu Olkiluoto w Finlandii. Głębokość tunelu wejściowego i poziomu podstawowej charakteryzacji skały -

420 m. Długość tunelu 5,5 km, nachylenie 1:10. Dla wykonania składowiska trzeba wykopać 330 mln m3 skały. System przechowywania wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych powoduje, że de facto nie istnieje żadne poważne zagrożenie dla biosfery. Już po 200 latach przechowywania tych odpadów zagrożenie stwarzane przez nie jest niższe od zagrożenia stwarzanego przez odpady z elektrowni węglowych 21 i jest wciąż bez porównania mniejsze niż zagrożenie 21

A. Strupczewski, Czy mamy obawiać się odpadów radioaktywnych z elektrowni jądrowych?, Biuletyn miesięczny, PSE 4 (2006) 5

27

radiologiczne związane z istnieniem rozproszonej (w przeciwieństwie do odpadów promieniotwórczych) rudy uranowej w skorupie ziemskiej. W skali realnych zagrożeń nawet maksymalne moce dawek okazują się pomijalnie małe (poniżej ok. 0,01 μSv/rok). 9.5 Reaktory w Oklo a problem składowania odpadów wysokoaktywnych Wielokrotnie przywoływane już reaktory naturalne w Oklo stanowią bardzo interesujący przykład tego, co się dzieje po ustaniu pracy reaktora, kiedy to pozostaje tylko wypalone paliwo. Przypomnijmy, w miejscowości Oklo w Gabonie (rys. 9.19) w roku 1972 stwierdzono, że zawartość izotopu 235U w uranie naturalnym jest wyraźnie mniejsza od wartości średniej 0,7202(6)%, spotykanej w innych miejscach kuli ziemskiej i wynosi 0,7175(10)%. Kolejno znajdywano rudę uranową o zawartości 0,621% a nawet 0,440% tego izotopu uranu. De facto znajdywano więc zubożony uran, typowa pozostałość po wypaleniu paliwa jądrowego.

Rys. 9.19 Oklo – miejsce, w którym okolo 2 miliardów lat temu działały naturalne reaktory jądrowe

Rys. 9.20 Obfitość (w procentach) występowania izotopów neodymu w neodymie naturalnym (z lewej strony) i w neodymie znalezionym w Oklo (z prawej)

28

Oczywiście sam fakt istnienia zubożonego uranu nie mógł być jednoznacznym potwierdzeniem działania reaktorów, zwrócono więc uwagę na produkty rozpadu. Jednym takim produktem jest neodym. Obfitości jego izotopów w stanie naturalnym i znaleziona w Oklo pokazuje rys. 9.20. Ewidentne różnice, w szczególności niemal brak izotopu 142Nd oraz silny wzrost zawartości izotopów 143Nd i 145Nd wskazywał jednoznacznie na to, że o składzie izotopowym neodymu w Oklo decydowała reakcja rozszczepienia uranu-235, gdyż w wyniku tej reakcji rozkład zawartości różnych izotopów w neodymie jest taki, jak pokazuje rys. 9.21. Jeśłi do rozkładu przedstawionego dla próbek z Oklo wprowadzić korektę na skład izotopowy naturalnego neodymu, wynik koncowy będzie w zasadzie identyczny z tym, który pokazuje rys. 9.21, co jest mocnym dowodem, że w Oklo neodym w znacznym stopniu powstawał w drodze rozszczepienia 235U.

Rys. 9.21 Skład izotopowy neodymu wytworzonego jako produkt rozszczepienia w reaktorze jądrowym Reaktory w Oklo pracowały z przerwami od kilku lat do setek tysięcy lat. Naturalnym moderatorem i reflektorem stawała się woda gruntowa. Istotnie, do utrzymania reakcji łańcuchowej z moderatorem wodnym potrzebne jest wzbogacenie uranu w 235U do około 3%. Takie wzbogacenie w uranie naturalnym występowało około 1,45·109 lat temu (mniej niż 3 okresy połowicznego zaniku 235U). Od zakończenia pracy reaktorów naturalnych minęło 2 miliardy lat. W tym czasie rozpadły się wszystkie produkty rozszczepienia, nawet te mające T½ rzędu miliona lat. Nawet gdyby cały uran w Oklo zamienił się w takie izotopy, jak 129I, 135Cs, i 107Pallad (T½ odpowiednio 1,7·107, 2,3·106 i 6,5·106 lat), to dziś pozostałby mniej niż 1 atom któregokolwiek z tych izotopów. Istnienie procesu naturalnego rozpadu promieniotwórczego daje nam szczególne narzędzie do mierzenia czasu. Rozpady takich izotopów jak 238U, 87Rb czy 147Sm pozwalają nam oceniać wiek Ziemi i procesy zachodzące w geologicznych skalach czasu. Zawartości izotopów 237Np, 107 Pd i 109I mówią nam o czasie, w którym np. pracowały reaktory w Oklo, ale także o migracji produktów rozszczepienia w ciągu milionów lat. W końcu badanie zawartości takich izotopów, jak 99Tc, 239Pu i 126Sn pozwala określić czas pracy reaktora i tempo przemieszczania się produktów rozszczepienia w skalach tysiącletnich. 29

Pierwszą, naturalną konstatacją obserwacji pozostałości po reaktorach w Oklo jest to, że powstałe w nich odpady promieniotwórcze miały 2 miliardy lat na przemieszczanie się, a jednak pozostały w miejscu! Druga obserwacja wiąże się ze sposobem pracy takiego reaktora. Jest rzeczą oczywistą, że w trakcie pracy woda musiała ulegać silnemu podgrzaniu i odparowywaniu (taki proces obejmował obszar o promieniu ok. 40 metrów od reaktora). W wyniku tego procesu zaczynało w pewnym momencie brakować moderatora i reaktor przerywał pracę, a wznawiał ją po kolejnym napłynięciu wody. Wydawałoby się zatem, że takie ruchy wody powinny spowodować rozpłynięcie się uranu w glebie, a jednak tak się nie stało. Trzecia wreszcie obserwacja dotyczyła niespodziewanie znalezionego na terenie Oklo ksenonu - i to nie w bogatych w uran ziarnach minerałów, lecz w nie zawierających uranu kryształach fosforanu glinu. Rozkład izotopowy w tych kryształach był także dziwny: izotopów 131Xe i 132Xe było więcej, a 134Xe i 136Xe – mniej niż w składzie izotopowym ksenonu powstającego w wyniku rozszczepienia 235U w reaktorze. Odpowiedzialne za ten dziwny fakt procesy były następujące. Woda gruntowa przenikająca złoże działała jako moderator, umożliwiając rozpoczęcie reakcji rozszczepienia uranu 235. Rozpad produktów rozszczepienia szybko doprowadził do powstania ksenonu 134 i 136, jednak te gazowe atomy miały tendencję do ulotnienia się na skutek rosnącej temperatury reaktora. Jod 131 i 132, będące dłużej żyjącymi prekursorami ksenonu –zostały rozpuszczone i wymyte niemal natychmiast po powstaniu. Mniej więcej 30 minut po tym, jak rozpoczynała się reakcja rozszczepienia jądrowego, temperatura osiągała wartość, przy której większość wody gruntowej wyparowywała, pozbawiając reaktor moderatora i przerywając reakcję rozszczepienia. Niektóre atomy jodu 131 i 132 wytworzone przez uprzednie pół godziny były zachowywane w resztkach w wodzie gruntowej, zatrzymanych pomiędzy mineralnymi kryształami uranu. W związku z brakiem reakcji rozszczepienia utrzymującej wysoką temperaturę ośrodka, temperatura złoża zaczynała stopniowo się zmniejszać. Po rozpuszczeniu 131I i 132I w wodzie i dyfuzji do kryształów fosforanu glinu, temperatura spadała, a substancje rozpuszczone w gorącej wodzie były wytrącane z roztworu, tworząc minerały fosfatu glinu, w których był zawarty jod – prekursor izotopów 131Xe i 132Xe. Gdy woda wracała, reakcja rozszczepienia zaczynała się znów i cały proces się powtarzał. Analizując te dane widzimy, że mimo upływu dwóch miliardów lat, zarówno uran, jak i neodym, jak i ksenon uwięziony w fosfacie glinu – wszystkie one pozostały na miejscu. My zaś stosujemy wielokrotne warstwy w pojemnikach osłonnych i umieszczamy je w suchych i stabilnych sztolniach według najlepszej sztuki inżynierskiej XXI wieku. Zagrożenie ze strony odpadów wysokoaktywnych po przerobie paliwa wypalonego maleje poniżej zagrożenia od istniejącej na świecie rudy uranowej już po upływie 300 lat. Możemy więc ufać, że przechowywanie odpadów nawet przy obecnej technologii jest bezpieczne. A jak pokażemy w kolejnym rozdziale bynajmniej nie zadowalamy się obecną technologią i wciąż próbujemy zmniejszać ryzyko związane z wysokoaktywnymi odpadami promieniotwórczymi z reaktorów. We Francji i w Finlandii parlamenty tych krajów podjęły decyzje o budowie głębokiego składowiska geologicznego dla wysokoaktywnych odpadów jądrowych. Gminy szwedzkie wręcz konkurują o uzyskanie na swym terenie składowiska odpadów radioaktywnych, gdyż nie uważają ich za groźne, natomiast w znaczący sposób podnoszące budżety gmin. Niedawne badania opinii publicznej pokazały, że budowę w swych własnych miejscowościach popiera 79 % mieszkańców Oskarhamn i 73% mieszkańców Osthammar. Okazało się, że kompleks NIMBY (Not In My BackYard- nie na moim podwórku) został

30

przełamany. Podobna sytuacja występuje w Finlandii i w Korei Południowej . W USA parlament, senat i prezydent zatwierdzili projekt wykorzystania Yucca Mountain do składowania odpadów wysokoaktywnych z elektrowni jądrowych. Natomiast w Polsce delegaci gminy Różan jeżdżą uporczywie do wszystkich gmin, gdzie mogą być budowane składowiska odpadów radioaktywnych i starają się, by gminy te odrzuciły nowe składowiskotak by Różan utrzymał dotychczasowe korzyści. Szkodliwość tych działań dla przyszłości składowania odpadów promieniotwórczych w Polsce jest oczywista.

Rys. 9.22 Model geologicznego składowiska wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych w w wysadzie soli kamiennej

Geolodzy znaleźli kilka miejsc w Polsce, w których można bezpiecznie składować odpady. Są to Permskie złoża solne na głębokości 740 m pod powierzchnią, o grubości około 200 m. Koncepcję składowiska usytuowanego w takich złożach przedstawia rys. 9.22. Jest też kilka miejsc, w których znajdują się złoża prekambryjskie również dobrze nadające się do tych

31

celów. Stosowane systemy barier, jak zeszklenie, odpowiednia grubość powłok pojemników stalowych (wytrzymujących 1000 – 10000 lat), wreszcie grube warstwy skalne, trwające niezmienione od milionów lat, skutecznie chronią składowane odpady przed wymywaniem i uwalnianiem materiałów promieniotwórczych do atmosfery. Z cała pewnością potrafimy chronić te odpady przez kilkaset lat. A już po 200 – 300 latach te odpady będą mniej groźne niż odpady pozostałe ze spalania węgla (patrz ostatni paragraf tego rozdziału). Nawet w razie wycieku, przesączanie się materiałów promieniotwórczych przez pokłady o grubość 500-600 m trwa około 100 tysięcy lat! – czas wystarczający na całkowity rozpad tych materiałów.

9.6 Kwestia transportu wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych Niewątpliwie problem odpadów promieniotwórczych z reaktora zawiera składnik, który jest jednym z ulubionych motywów protestujących przeciwko energetyce jądrowej, a jest nim kwestia transportu odpadów. Czy taki transport jest bezpieczny? Są tu do rozstrzygnięcia dwa pytania: czy bezpieczny jest transport jako taki i jakie skutki mógłby wywołać atak terrorystyczny na taki transport? Aby odpowiedzieć na pierwsze pytanie wystarczyłoby odwołać się w znacznym stopniu już do tego, co zostało powiedziane wyżej. Sam pojemnik transportowy (tzw. pojemnik typu B) dla odpadów musi przejść szereg testów, które obejmują zderzenia pociągów (rys. 9.23), upadek z 9 m, uderzenie w żelazny pręt, pożar przez 30 minut, zatopienie w wodzie wszystkie przy parametrach ekstremalnych, cięższych niż możliwe w praktyce. I po tych wszystkich kolejnych próbach pojemniki muszą pozostać szczelne i zapewniać dobrą osłonę. Sam pojemnik typu B, to kolos ważący nawet 110 ton, który zawiera zaledwie 6 ton odpadów.

Rys. 9.23 Przebieg testu zderzeniowego pojemnika typu B na lorze kolejowej o wadze 74 ton ze ścianą betonową ważącą 690 ton przy prędkości pociągu ok. 130 km/godz

W skutek zderzenia pociąg został zniszczony, natomiast sam pojemnik (rys. 9.24) pozostał jedynie nieco odkształcony. A przecież test przeprowadzono przy ekstremalnej szybkości pociągu!

Rys. 9.24 Pojemnik po zdjęciu z lory, po przeprowadzonym teście zderzeniowym (rys. 9.23)

32

Podobne testy wykonano w Sandia Laboratories (USA) dla transportu samochodowego (rys. 9.25), a także w warunkach pożaru. Zgodnie z normami, pojemnik musi wytrzymać pożar 30 minut bez utraty szczelności. Test wykonuje się przez 90 minut. Temperatura powierzchni pojemnika - 750 oC. Ale temperatura wewnątrz pojemnika – poniżej 150 oC, pręty paliwowe pozostają nienaruszone. Rys. 9.25 Test zderzeniowy dla ciężarówki wiozącej pojemnik o ciężąrze 22 ton, zderzający się przy prędkości ok. 100 km/godz ze ścianą betonową ważącą 690 ton. Pojemnik musi też wytrzymać upadek z 9 m. oraz przejść pozytywnie test dziurawienia – wbicia żelaznego pręta w bok pojemnika. W przeprowadzonym teście upadek modelu pojemnika z wysokości 9 m na twardą powierzchnię spowodował jedynie odkształcenie pojemnika, ale pozostawił go szczelnym. Test dziurawienia siłą 4 mln N można porównać ze skutkami zderzenia pociągów w 1997 r. koło Della, Kansas, USA. Waga jednego z pociągów wynosiła 5347 ton, a drugiego 3925 ton. Zderzenie spowodowało śmierć jednego maszynisty i rany drugiego, pożar i ewakuację 1500 ludzi, a siła zderzenia – 2 mln N, a więc dwukrotnie mniejsza niż w przeprowadzonym teście. Na zakończenie serii testów wykonuje się test zatopienia pojemnika pod wodą. Próba zatopienia wykonywana jest po wszystkich kolejnych testach symulujących hipotetyczne ciężkie awarie. Obejmuje ona zatopienie pojemnika na głębokości 17 m przez 8 godzin, symulowane przez umieszczenie go w zbiorniku pod ciśnieniem. Opakowania z materiałami rozszczepialnymi umieszcza się ponadto pod wodą na głębokości 1 m przez 8 godzin. I pojemniki typu B (pokazany np. na rys. 9.26) wytrzymują te wszystkie męczarnie!

Rys. 9. 26 Pojemnik typu B stosowany do przewozu odpadów radioaktywnych o dużej aktywności, np. wypalonego paliwa. Wymagana odporność na wszystkie testy omówione powyżej. Długość pojemnika około 6 m, średnica 1,6 m, waga 82 tony. Oczywiście nie wszystkie pojemniki transportowe muszą spełniać tak surowe normy. Przy niższych aktywnościach stosujemy albo ciężkie pojemniki, jak na rys. 9.27, które muszą jednak wytrzymać upadek z wysokości 9 m, przy jeszcze niższych opakowania typu A

33

(pokazywane już wczesniej hoboki), a przy bardzo niskich aktywnościach w zasadzie nie wymaga się poważniejszych zabezpieczeń.

Rys. 9.27 Opakowanie przemysłowe ze stali do transportu odpadów promieniotwórczych o aktywnościach niższych niż w wyapdku odpadów wysokoaktywnych z reaktora

Co możemy powiedzieć więcej o transporcie odpadów promieniotwórczych? Materiały radioaktywne przewozi się już ponad 50 lat, a co roku przewozi się na świecie 300 milionów ładunków tych materiałów. Większość ładunków przeznaczona jest do szpitali, inne do przemysłu, laboratoriów naukowych i elektrowni jądrowych. Około 1% to materiały wysokoaktywne. Od roku 1971 zanotowano około 7000 transportów wypalonego paliwa (ponad 35 000 ton), które objęły ponad 30 milionów kilometrów drogą lądową i 8 milionów km drogą morską. Mimo tak intensywnej pracy transportu nikt nie stracił życia ani zdrowia wskutek uwolnień lub promieniowania przewożonych materiałów radioaktywnych, a inne rodzaje transportu mogą tylko czerpać wzór z bezpieczeństwa przewozu odpadów i materiałów radioaktywnych. Personel zaangażowany w przewóz tych materiałów był narażony 22 co najwyżej na dawkę 0,33 mSv/rok, tj. dziesięciokrotnie mniejszą od średniego narażenia od promieniowania naturalnego.

9.7 Elektrownia jądrowa, która przestała być eksploatowana też stanowi problem Gdy elektrownia jądrowa zakończy pracę, pozostają po niej materiały promieniotwórcze, które można zdemontować i wywieźć na odpowiednie składowisko odpadów, ale pozostaje także sama elektrownia, której elementy konstrukcyjne są zaaktywowane. Aby zilustrować problem posłużymy się przykładem demontażu elektrowni jądrowej Maine Yankee. Do operacji łatwych należy zaliczyć usunięcie głównych urządzeń jądrowych – zbiornika ciśnieniowego reaktora i 3 wytwornic pary. Wyjęto je w całości. Zbiornik reaktora i urządzenia wewnętrzne zostały pocięte pod wodą zdalnie sterowanymi narzędziami. Rdzeń reaktora wypełniono cementem, aby mieć pewność, że w ciągu kilkuset lat części wewnętrzne nie utracą stabilności. Zbiornik podniesiono i przeniesiono na barkę do przewozu. Elementy wewnętrzne reaktora zostaną 22

Ian Hore-Lacy, Nuclear Energy in the 21st Century, WNA Press (2006)

34

ostatecznie przewiezione tam, gdzie będzie składowane paliwo – w składowisku Yucca Mountain. Obecnie czekają one w czterech potężnych pojemnikach ze stali i betonu, razem z 60. innymi pojemnikami wypełnionymi zużytym paliwem. Z powierzchni betonu wokoło zbiornika ciśnieniowego reaktora usunięto pneumatycznie górną warstwę, by pozbyć się skażeń. Pętle obiegu pierwotnego przemyto chemicznie w celu usunięcia osadów radioaktywnych. Ich elementy przesłano na składowiska odpadów. Wbrew pozorom, to było łatwe. Bardziej złożona jest likwidacja reszty elektrowni. Wykonano 14 300 pomiarów, w tym połowę na obszarach, gdzie nie spodziewano się skażeń. Dopuszczone przez przepisy federalne promieniowanie resztkowe jest tak małe, że trzeba było sprawdzić, jakie jest promieniowanie tła, aby uniknąć usuwania radionuklidów naturalnych. Inną możliwością mogłoby być poczekanie na rozpad przede wszystkim izotopu 60Co (T½ = 5,27 lat): po 21 latach ponad 90% tego izotopu zniknęłoby w sposób naturalny. Praktyka podpowiada jednak, że należy się spieszyć, gdyż istnieje obawa, że normy zostaną jeszcze zaostrzone i że zabraknie składowisk odpadów. Normy w USA mówią o obniżeniu dodatkowej dawki promieniowania (powyżej promieniowania tła) otrzymywanej przez przeciętnego członka najbardziej narażonej grupy „do wielkości tak małej jak to praktycznie możliwe”, ale nie większej niż 0,25 mSv rocznie. Agencja Ochrony Środowiska (EPA – Environmental Protection Agency) wymaga 0,15 mSv/rok, w tym nie więcej niż 0,04 mSv/rok od wód gruntowych. Obecnie inicjatywę ustawodawczą przejmują poszczególne stany. W roku 2000 w stanie Maine zredukowano dopuszczalną dawkę do 0,1 mSv/rok, w tym nie więcej niż 0,04 mSv od wód gruntowych. W innych stanach zmiany przepisów są w drodze. Gdy w grę wchodzą protesty przeciw promieniowaniu, żadne normy nie są dość surowe. Jedynym akceptowalnym przez organizacje antynuklearne poziomem jest zero. Jak pokażemy dalej, nie jest to rozsądne, a wręcz społecznie szkodliwe. Naczelną zasadą rekultywacji terenu elektrowni jądrowej jest doprowadzenie go do stanu nadającego się do wszystkich możliwych celów. Maksymalne napromienienie zbiorowe robotników przez cały okres prac na terenie elektrowni może wynieść maksymalnie 11,15 osobo-siwerta. Wielkość tę da się porównać z dawką 4,4 osobo-siwerta w roku, w którym przeprowadzano ostatnią wymianę paliwa w reaktorze. W styczniu 2002 r Maine Yankee oceniło całkowity koszt demontażu na 635 mln dolarów, w tym usunięcie odpadów niskoaktywnych 81,5 mln dol, a pakowanie i przewóz 26.8 mln. Wydatki w innych elektrowniach są tego samego rzędu. Teren elektrowni jest oczyszczany zgodnie z tak ostrymi normami, że – niezależnie od rozstrzygnięcia wpływu małych dawek promieniowania na organizm (rozdz. XIV) – nie będzie tam już materiałów, od których to promieniowanie mogłoby pochodzić. Bez względu na tę okoliczność, faktem jest, że demontaż Maine Yankee został pomyślnie zakończony. W Polsce mamy już za sobą demontaż reaktora EWA. Reaktor doświadczalny EWA zaczął pracę na mocy 2 MW, następnie polscy inżynierowie podnosili jego moc do 4 MW, do 8 MW i na koniec do 10 MW. Reaktor EWA pracował „jak zegarek”, od poniedziałku do piątku w każdym tygodniu. Po 35 latach pracy został ostatecznie wyłączony, paliwo wywieziono, obiegi zdemontowano, a całość zdekontaminowano – likwidacja reaktora została pomyślnie wykonana przez Instytut Energii Atomowej w Świerku. Potężne osłony betonowe reaktora można będzie wykorzystać do przechowywania wypalonego paliwa z obu reaktorów doświadczalnych w Świerku.

35

9.8 Składowisko na dnie oceanu? 23 Problem składowania odpadów promieniotwórczych z reaktorów jądrowych, czy powstałych w wyniku demontażu broni jądrowej, napotyka na znaczącą nieufność społeczną co do nieszkodliwości obecnych koncepcji składowania. Podane wcześniej argumenty nie są w stanie przekonać tych, którzy powodowani strachem i generalną nieufnością do uczonych po prostu nie przyjmują argumentów racjonalnych. Tym trudniej byłoby takich niedowiarków przekonać do wykorzystania dna oceanów jako składowiska odpadów. A przecież są takie miejsca, w których dno oceanu pokrywa kilkusetmetrowa warstwa osadów dennych, w których życie biologiczne praktycznie nie istnieje, a które mogłyby stać się świetnymi przechowalnikami wysokoaktywnych odpadów z reaktorów. Należy podkreślić, że nie myślimy tu o wodach oceanów lecz o osadach na ich dnie (kilka kilometrów poniżej stanu morza), których głębokość sięga setek metrów. Oczywiście wszelkie miejsca, w których płyty litosfery stykają się ze sobą i napierają na siebie byłyby bardzo niedobre, gdyż nieprzewidywalne co do zachowania. Jednak składowanie pośrodku płyt litosfery wydaje się całkiem rozsądnym pomysłem. Takie miejsca to w końcu najstabilniejsze partie naszego globu (od dziesiątków milionów lat są geologicznie stabilne), pojemnikom z odpadami nie groziłyby więc ani wybuchy wulkanów, ani trzęsienia ziemi, czy przesunięcia skorupy ziemskiej. Ponadto iły i muły na dnie słabo przepuszczają wodę, charakteryzują się dużą adsorbcją pierwiastków promieniotwórczych, jak uran czy pluton, i plastycznością, dzięki której wszelkie pęknięcia w pobliżu zbiornika z odpadami ulegałyby szybkiemu zasklepieniu. Techniki, które należałoby wykorzystać przy składowaniu są standardowymi technikami wiertniczymi, które stosowane są np. podczas poszukiwania ropy naftowej. Miejsca do składowania mamy niewątpliwie bardzo dużo. Do zbudowanych odwiertów o głębokości kilkuset metrów można byłoby wprowadzać kanistry z wypalonym paliwem czy plutonem i ustawiać jeden nad drugim, przedzielając je ok. 20-metrową warstwą mułu. Jak pokazują doświadczenia, pluton zagrzebany w ile może przedyfundować przez warstwę iłu zaledwie kilka metrów w ciągu 100 000 lat. Te czasy dyfuzji są nadzwyczaj więc długie i w takim razie można się spodziewać, że przedostanie się przez całą grubość warstwy wymagałoby takiego czasu, podczas którego nastąpiłby niemal pełny zanik radioaktywności odpadów. W zasadzie jedyną możliwością wyniesienia substancji promieniotwórczych na wierzch jest wyniesienie jej przez stworzenia żerujące na dnie oceanu. Nie stanowi także problemu ewentualne zakłócenie życia na dnie oceanów, gdyż sądzi się, że życie istnieje zaledwie na głębokości około 1 metra w głąb, więc nie powinien to być jakiś ważki problem. Problemem może być natomiast przypadkowa awaria statku transportowego, w wyniku której zostałby stracony ładunek odpadów. Stąd też konstrukcja pojemników na odpady powinna zapewniać ich względnie łatwe odzyskiwanie z dna oceanu – również po zagrzebaniu na dnie. Ta ostatnia możliwość dotyczy zresztą nie tylko koncepcji składowania odpadów na dnie oceanów: może przecież okazać się w przyszłości, że warto odzyskać np. pluton znajdujący się w odpadach, w związku z czym powinniśmy mieć możliwość dostępu do składowanych odpadów. Takie zadanie jest techniczne niełatwe i obecnie żadne z państw nie dysponuje odpowiednią technologią. Projekt techniki składowania odpadów na dnie wygląda następująco: w dnie wywierca się głęboki otwór, do którego wprowadza się lej, przez który wejdzie ewentualnie inna rura wiertnicza. Ostatecznie w dnie zostaje umieszczona rura, do której można wprowadzić 23

wg artykułu Ch.D.Hollistera i S.Nadisa, A może pod morzem?, Świat Nauki, Marzec 1998, str. 36-41

36

kanister z odpadami. Następnym etapem jest wprowadzenie do wnętrza odwiertu mułu i ułożenie kolejnych kanistrów, jednego nad drugim. Najwyżej położony kanister spoczywałby co najmniej kilkadziesiąt metrów pod dnem oceanu. Jak się oczekuje, typowy czas korozji kanistra to około 1000 lat. Od tej pory zacznie się migracja pierwiastków przez muł. Jednak w ciągu np. czasu życia plutonu (24 tysiące lat), pluton przemieści się nie więcej niż o metr.

9.9 Kilka uwag na temat odpadów z energetyki konwencjonalnej Jest rzeczą oczywistą, że energetyka konwencjonalna wytwarza także szereg odpadów zagrażających środowisku. Typowymi odpadami są popioły zawierające szereg ciężkich metali, ale także uran i tor. Zawartość uranu w węglu wynosi około 2,9 ppm, a toru – 7,4 ppm. Ponieważ wytworzenie energii 1 GW-roku (typowa wartość dla elektrowni) wymaga zużycia około 3 mln ton węgla kamiennego, oznacza to, że w ciągu roku spalamy węgiel zawierający około 9 ton uranu i 22 tony toru. Te dwa pierwiastki promieniotwórcze znajdują się potem w popiele, a także są rozpraszane w postaci pyłu. Jak pisze Hrynkiewicz 24 , „gdyby opłacało się wydzielać z węgla znajdujący się w nim uran i tor, to zużywając te pierwiastki w reaktorach powielających moglibyśmy z nich uzyskać kilkanaście razy więcej energii niż ze spalania całego węgla, w którym były one zawarte”. Pomijając obecność pierwiastków promieniotwórczych w hałdach wytwarzanego popiołu, a elektrownia węglowa o mocy 1 GWe wytwarza go około 600 000 ton rocznie, elektrownia taka produkuje 60 000 ton pyłów, 9,4 mln ton CO2, 120 000 ton SO2 i 20 000 ton azotków NO i NO2 (w skrócie - NOx). Te 3 mln ton węgla kamiennego (w wypadku węgla brunatnego ta ilość wzrasta do 7 mln ton), które zużywa rocznie elektrownia (5,7 ton/minutę!) trzeba dowozić pociągami niemal w sposób ciągły, a więc zużywać sporo energii. Z całą pewnością podwyższonej aktywności hałd popiołów nie należy w żaden sposób porównywać z aktywnością wypalonego paliwa, natomiast można porównać poziom promieniowania na hałdach i wokół składowiska odpadów promieniotwórczych – obie nie tylko nie mogą od siebie odbiegać, ale raczej to drugie powoduje mniejszy wzrost poziomu promieniowania w okolicy. Z tego względu, porównywanie szkodliwości obu typu odpadów dla środowiska można tylko mierzyć szkodliwymi emisjami z elektrowni konwencjonalnych, zniszczeniem otoczenia przez hałdy popiołów, a także zagrożeniami tzw. szkodami górniczymi, znacznie poważniejszymi niż w górnictwie uranu.

Rys. 9.28 Widok elektrowni jądrowej Loviisa, Finlandia, zimą 24

A.Hrynkiewicz, Energia. Wyzwanie XXI wieku, Wyd. UJ, Kraków (2002)

37

Wystarczy porównać przepiękny krajobraz wokół elektrowni jądrowej Loviisa, Finlandia (rys. 9.28) z terenem wokół kopalni węgla brunatnego w Niemczech (rys. 9.29), gdzie w hałdach znajdują się w znacznej koncentracji różne ciężkie metale szkodliwe dla zdrowia i środowiska, aby uświadomić sobie, gdzie leżą prawdziwe zagrożenia ekologiczne.

Rys. 9.29 Teren wokół kopalni węgla brunatnego w Niemczech

38

ROZDZIAŁ X. CYKL PALIWOWY. TRANSMUTACJA I SPALANIE ODPADÓW PROMIENIOTWÓRCZYCH. 10.1 Cykl paliwowy Jak wynika z poprzednich rozdziałów droga od rudy uranowej do odpadów, zwana cyklem paliwowym jest wielostopniowa i obejmuje: • Wydobycie i mielenie rudy uranowej oraz poddanie jej działaniu kwasu siarkowego dla wydzielenia uranu ze skały. W przedostatnim etapie z otrzymanego roztworu wytrącany jest tlenek uranu U3O8 w postaci tzw. żółtego ciasta (ang. yellow cake), który po wygrzaniu zyskuje kolor khaki i w takiej postaci jest sprzedawany; • Konwersję tlenku uranu w gazowy sześciofluorek uranu (UF6) dla umożliwienia dokonania separacji izotopów uranu; • Wzbogacanie uranu; • Wyprodukowanie paliwa, tj. przetworzenie wzbogaconego gazu UF6 w proszek dwutlenku uranu (UO2), sprasowanie go w formę pastylek, włożenie ich w odpowiednie metalowe tuby ze stopu cyrkonu lub stali nierdzewnej, a następnie stworzenie z tak powstałych prętów paliwowych zespołu – elementu paliwowego, który znajdzie się w rdzeniu reaktora. Przypominamy tu, że nie zawsze paliwo musi mieć formę prętów paliwowych. Np. w reaktorze MARIA korzystamy z paliwa rurowego, w którym samo paliwo znajduje się między rurami, przez które płynie woda chłodząca, a jednocześnie pełniąca rolę moderatora. Siedem takich współosiowych rur tworzy element paliwowy tego reaktora. Te pierwsze etapy cyklu zilustrowane są na rys. 10.1;

Rys. 10.1 Od lewej: ruda uranowa, U3O8 w postaci tzw. „żółtego placka”, dwutlenek uranu (UO2) z uranem wzbogaconym do 3% 235U, pręt paliwowy z pastylek UO2 zamknięty w metalowej rurce ze stopu cyrkonu. 1 •

•

1

Pracę reaktora. W typowej elektrowni pracuje w rdzeniu kilkaset elementów paliwowych. Aby uzyskać moc 1000 MWe, rdzeń powinien zawierać około 75 ton niskowzbogaconego uranu. Przypominamy, że część uranu-238 zostaje transmutowana w pluton-239, który jest izotopem rozszczepialnym, i który w rezultacie rozszczepień produkuje około 1/3 energii wyjściowej reaktora. Raz na rok wymienia się w reaktorze około 1/3 wypalonego paliwa i zastępuje go paliwem świeżym; Przechowywanie wypalonego paliwa w specjalnych basenach przechowawczych (rys. 10.2, a także rys. 9.12) koło reaktora. Taki pierwotny okres przechowywania trwa od kilku do kilkudziesięciu lat;

Źródło: http://en.wikipedia.org

1

Rys. 10.2 Przykład basenu przechowawczego na wypalone paliwo •

• •

Recyklizację, a więc odzyskiwanie w drodze chemicznej rozszczepialnych uranu i plutonu. Rozpuszczenie prętów paliwowych w kwasie azotowym stwarza też nadzieję na odseparowanie niektórych aktynowców. Odzyskany uran może być skierowany albo do wytworni paliwa, w której najpierw zostanie on przerobiony na sześciofluorek uranu, a następnie odpowiednio wzbogacony, albo też z mieszaniny tlenków plutonu i uranu wytworzy się tzw. paliwo MOX dla reaktorów. W Europie mamy obecnie cztery przetwórnie wypalonego paliwa (dwie w La Hague we Francji, jedną w Dessel w Belgii i jedną w Sellafield w Anglii); Witryfikację (zeszklenie) i zapakowanie zeszklonych odpadów do kanistrów ze stali nierdzewnej lub miedzi; Ostateczne składowanie, przy czym terenem na takie składowisko mogą być dawne wyrobiska solne, skała granitowa, czy tuf wulkaniczny.

Przechowywanie wypalonego paliwa w basenach przechowawczych ma tę zaletę, że woda umożliwia dobry odbiór ciepła powstającego w wyniku rozpadów promieniotwórczych w wypalonym paliwie, a ponadto w miarę upływu czasu aktywność paliwa spada (około 1000 razy w ciągu pierwszych 40 – 50 lat). Po kilkunastu latach produkcja ciepła jest już na tyle niewielka, że paliwo można przenieść do przechowalników suchych (rys. 10.3); ponadto, dłuższe przechowywanie kaset paliwowych w wodzie grozi rozwinięciem się korozji i rozszczelnieniem kaset. Problemem technicznym suchego przechowalnika, szczególnie jeśli jest on na powierzchni, jest zapewnienie właściwej cyrkulacji powietrza, jako chłodziwa, a z drugiej strony niedopuszczenie do uwalniania się gazów promieniotwórczych na zewnątrz przechowalnika. Planowany okres przechowywania w suchym przechowalniku, to około 300 lat. Na dziś „najprostszym” rozwiązaniem jest składowisko głębinowe, o którym mówiliśmy w poprzednim rozdziale. Niemniej jednak i tu należy mieć na uwadze, że konstrukcja i prace związane z takim składowiskiem obliczone są na lata. Sama faza planistyczna trwa około 30 lat 2 . Kolejne 30 lat to okres przeznaczony na składowanie odpadów. Szczegółowy monitoring składowiska trwa kolejne ok. 70 lat, po czym przechodzi się do fazy zamknięcia składowiska

2

R.Zajdler, Gospodarka zużytym paliwem jądrowym, Biuletyn miesięczny PSE 3 (2006) 7

2

i faza ta, to także około 20 lat. Jak więc widać te wszystkie procesy są obliczone na pokolenia, co stanowi poważny problem społeczny.

Rys. 10.3 Projekt suchego przechowalnika na wypalone paliwo wewnątrz korpusu reaktora EWA w Świerku

Opisane tu składowanie ostateczne pociąga za sobą jeszcze jeden problem, a mianowicie bezpowrotnie marnowaną energię drzemiącą w wypalonym paliwie. Dlatego też, licząc na opracowanie odpowiednich efektywnych metod wykorzystania dzisiejszych odpadów, nie należy bez potrzeby przyspieszać zamykania tych składowisk. Recyklizacja i witryfikacja nie wszędzie są możliwe do wykonania, gdyż dla tych procesów wymagane jest posiadanie odpowiednich fabryk przerobu wypalonego paliwa, a same procesy są bardzo kosztochłonne, nie wspominając o konieczności dysponowania wysoką kulturą technologiczną niezbędną do bezpiecznego i skutecznego prowadzenia obu procesów. Jeśli są one prowadzone, taka sekwencja działań nazywana jest zamkniętym cyklem paliwowym, jeśli nie ma etapu recyklizacji – cyklem otwartym. Rys. 10.4 pokazuje schemat cyklu zamkniętego. Schemat ten pokazuje element, o którym dotąd nie mówiliśmy, a mianowicie „reaktor transmutacji”. Jest to na tyle nowa instalacja, że wymaga oddzielnego omówienia. Podstawową koncepcję przedstawimy w kolejnych paragrafach. Jest to instalacja kosztowna, lecz koszt składowiska geologicznego jest również niebagatelny. Ocenia się 3 , że składowanie 1 kg odpadów w takim składowisku, to około 800 USD!

3

V.A.Bomko, B.V.Zajtzev, A.M.Egorov, Beam technologies for incineration and transmutation of the nuclear waste, Voprosy Atomnoj Nauki i Techniki 3 (2001) 12

3

Rys. 10.4 Schemat zamkniętego cyklu paliwowego

10.2 Transmutacja i spalanie W odpadach promieniotwórczych powstałych w wyniku pracy reaktora znajdujemy przede wszystkim uran (głównie 238U), fragmenty rozszczepienia (kilka procent całości), pierwiastki transuranowe (ok. 1%) oraz zaaktywowane materiały konstrukcyjne. Podstawowym rodzajem promieniowania fragmentów rozszczepienia jest promieniowanie beta, a ich radiotoksyczność jest z reguły znacznie mniejsza niż alfa-promieniotwórczych transuranowców. Średnio biorąc, transuranowce mają dłuższy czas życia niż fragmenty rozszczepienia. Takie pierwiastki, jak uran i pluton mogą być wykorzystane do produkcji świeżego paliwa, ale ich nawet całkowite wyekstrahowanie skraca czas, podczas którego takie paliwo jest groźne dla otoczenia zaledwie do około 2000 lat, patrz rys. 9.2. Istotne są też aktywności lżejszych aktynowców 4 (w ang. minor actinides): Am, Np i Cm, patrz rys. 10.5. Dlatego też, niezależnie od istnienia obecnie warunków bezpiecznego przechowywania wypalonego paliwa przez nawet tak długie okresy jak 5000 lat, należy rozważyć możliwość przerobienia długożyciowych nuklidów w wypalonym paliwie na krótkożyciowe albo nawet stabilne. Procedury wiodące do tego celu, to transmutacja i spalanie (spopielanie – nazwa angielska: incineration) lub wypalanie. Przez transmutację rozumiemy reakcję, w której - w wyniku pochłonięcia neutronu - nuklid promieniotwórczy przekształca się (transmutuje) w nuklid stabilny, patrz rys. 10.6. Ponieważ jednak podczas takich reakcji może zajść także proces odwrotny, w którym nuklid stabilny może przekształcić się w rozszczepialny, przed przystąpieniem do transmutacji należy rozdzielić odpowiednie izotopy.

4

Nota bene część tych aktynowców staje się rozszczepialna neutronami o energii powyżej pewnego progu energetycznego, a przekrój czynny na rozszczepienie może być znaczny.

4

Rys. 10.5 Zanik dawki pochodzącej od transuranowców w wypalonym paliwie w funkcji czasu

Rys. 10.6 Przykład transmutacji technetu poddanego działaniu strumienia wysokoenergetycznych neutronów 5

Spalaniem (wypalaniem) nazywamy proces rozszczepienia zainicjowany pochłonięciem neutronu. Takim procesem jest np. rozszczepienie 235U, a także innych pierwiastków transuranowych. Przykład spalania neptunu i plutonu pokazany jest na rys. 10.7. W reaktorze typu PWR podczas pracy tworzy się rozszczepialny 239Pu, który także jest „spalany” w trakcie pracy reaktora. Proces spalania nie jest jednak całkowity, gdyż powstają także pierwiastki transplutonowe, jak ameryk i kiur, których w reaktorze PWR nie da się spalić. Zarówno w przykładzie transmutacji technetu, jak spalania plutonu i neptunu należy zauważyć, że rozpatrywane reakcje jądrowe powstają w strumieniu wysokoenergetycznych neutronów, co oznacza, że typowy reaktor lekkowodny, jak PWR, nie może być wykorzystany dla takich celów. Oznacza to dalej, że jeśli chcemy myśleć o wykorzystaniu obu reakcji, potrzebny nam będzie reaktor pracujący na neutronach prędkich, jak reaktor powielający (breeder). Przypomnijmy, że typowy reaktor powielający może pracować w oparciu o tzw. cykl uranowo-plutonowy, w którym tworzy się pluton, jako świeże paliwo dla reaktora. W reaktorze tego typu, np. we francuskim reaktorze Superphenix, czas podwojenia (ang. doubling time) ilości rozszczepialnych nuklidów wynosi około 4 lat. To długo, ale też o ile typowy reaktor PWR jest w stanie wykorzystać zaledwie około 1% naturalnego uranu, reaktor powielający wykorzystuje go niemal w całości. To właśnie powoduje, że w przyszłości może być korzystną rzeczą wydobywanie uranu znajdującego się w mniejszych koncentracjach, jak w minerałach, a nawet w wodzie morskiej.

Rys. 10.7 Spalanie izotopów 237Np i 238Pu w strumieniu wysokoenergetycznych neutronów

Innym kandydatem na reaktor powielający jest reaktor korzystający z tzw. cyklu torowouranowego. Taki reaktor jest atrakcyjny ze względu na trzykrotnie większą od uranu zawartość toru w skorupie ziemskiej, jednak czas podwojenia w takim reaktorze, to już około 20 lat. Czas ten skraca się nieco jeśli skorzystamy z szybkich neutronów. Mimo wszystko 6

jednak, dotąd nie budowano reaktorów pracujących w tym cyklu z prostego względu: o ile cykl uranowo-plutonowy można rozpocząć od razu, w dowolnym reaktorze, w którym mamy powolne neutrony, gdyż zawsze będziemy mieli do dyspozycji trochę 235U, w wypadku toru należy wpierw przetransmutować go w rozszczepialny 233U i w związku z tym należy myśleć o nowej technologii reaktora. Stąd też powstało szereg projektów reaktorów hybrydowych, których zasadniczą częścią jest akcelerator. Warto też podkreślić, że paliwo w takim reaktorze nie zawiera 238U, a więc w trakcie pracy nie tworzy się pluton. Tor, będący srebrzystym metalem, znajduje się w kilku minerałach, w szczególności w monazycie, zawierającym ok. 12% dwutlenku toru (ThO2). Jak się ocenia 5 , całkowite zasoby toru opłacalnego do wydobycia, wynoszą 1 200 000 ton , z czego połowa przypada na Australię i Indie. W dalszej kolejności plasują się Norwegia, USA i Kanada. Metaliczny tor podgrzany w powietrzu zapala się jasnym, białym światłem. Tor znalazł zastosowanie np. w gazowych lampkach turystycznych i żarnikach lamp elektrycznych, w lampach łukowych, elektrodach spawalniczych i ceramice żaroodpornej. Szkło zawierające ThO2 charakteryzuje się wysokim współczynnikiem załamania i jest wykorzystywane w soczewkach i optycznych przyrządach naukowych. Izotop 232Th po zaabsorbowaniu neutronu przechodzi w 233Th, który w drodze rozpadu beta przechodzi w 233Pa i następnie w rozszczepialny 233U. Jest to więc izotop paliworodny. W reakcji rozszczepienia 233U, średnia liczba neutronów jest większa niż z rozszczepienia 235 U, a w reaktorach na neutrony termiczne reakcja tworzenia 233U jest efektywniejsza niż 239 Pu. W odróżnieniu od 235U, którego jest zaledwie 0,72% w naturalnym uranie, niemal cały tor może być wykorzystany w reaktorze. Mimo tych zalet, okazuje się, że w reaktorze pracującym na czystym torze, jako materiale wyjściowym, liczba generowanych neutronów nie jest wystarczająca, aby powstawała reakcja samopodtrzymująca się. Można natomiast zbudować reaktor typu PWR, w którym rdzeń byłby otoczony podkrytycznym płaszczem torowym otaczającym elementy paliwowe ze wzbogaconego uranu. Powstający 233U będzie zatem spalany w tym płaszczu. Tego typu reaktor powstał w latach 1970. w USA i potwierdził swoją użyteczność. Dla zapobieżenia wykorzystania materiału rozszczepialnego (233U) w broni jądrowej planuje się użycie w płaszczu torowym dodatku 238U. Tworzący się wtedy pluton zawierałby znaczną domieszkę nieużytecznego izotopu 238Pu, który nie dość, że nie jest rozszczepialny, to jeszcze generuje sporo ciepła. Nie oznacza to bynajmniej, że mając tor jako podstawowe paliwo nie można stworzyć cyklu torowo-plutonowego, ten jednak miast produkować, zużywałby pluton bojowy. Rosja we współpracy z USA rozwija tego typu technologię od lat 1990. W takim reaktorze pluton będzie znajdował się w centrum rdzenia i będzie stopniowo wypalany. Pierwsze reaktory korzystające z toru jako paliwa były już testowane 6 . I tak, w Niemczech w latach 1967 – 1988 pracował reaktor AVR w Jülich. Reaktor ten był chłodzony gazem, miał usypane złoże i korzystał z paliwa będącego mieszaniną toru i wysokowzbogaconego uranu. Maksymalne wypalenia sięgały tu 150 000 MWd/t. Również chłodzony gazem reaktor Dragon w Winfrith, Anglia, korzystał z elementów paliwowych, w których zawartość toru i wysokowzbogaconego uranu była 10:1. W reaktorze tym wypalany 235U był zastępowany powstającym 233U. Wysokotemperaturowy reaktor, o moderatorze grafitowym i chłodzony gazowym helem pracował w USA w latach 1967 – 1974. Jest rzeczą oczywistą, że dla celów transmutacji reaktor nie powinien być chłodzony wodą, gdyż ta termalizuje neutrony, a zależy 5 6

US Geological Survey, Mineral Commodity Summaries, January 1999 http://www.uic.com.au/nip67.htm

7

nam na posiadaniu w reaktorze jedynie widma neutronów prędkich. Stąd też korzystanie z chłodziw typu Pb, Na lub He. O ile powyższe reaktory miały znaczenie jako reaktory testowe, tor był już wykorzystywany także w reaktorach energetycznych. I tak w Niemczech, w oparciu o konstrukcję AVR zbudowano wysokotemperaturowy reaktor o mocy 300 MWe, który korzystał (w latach 1983 – 1989) ze złóż paliwa torowo-uranowego (wysokowzbogaconego uranu HEU - od ang. Highly Enriched Uranium). W USA działał reaktor Fort St Vrain, także powstały w oparciu o niemiecki AVR. Był to reaktor wysokotemperaturowy (1300 oC) z moderatorem grafitowym, chłodzony gazem. Jego moc wynosiła 330 MWe. Paliwem były mikrokule (por. Rys. 7.8) z węglika toru i węglika Th/235U pokrytego tlenkiem krzemu oraz pyrolitycznym grafitem dla zatrzymania produktów rozszczepienia. Badania nad wykorzystaniem paliwa opartego na torze były też przeprowadzone w reaktorze Shippingport, typu PWR, w USA. Tu początkowym paliwem były 235U i 239Pu. W odróżnieniu od pierwszego z omawianych reaktorów, paliwo tego reaktora było gromadzone w heksagonalnych kolumnach („pryzmach”). W Niemczech sprawdzono też możliwości wykorzystania paliwa torowoplutonowego w reaktorze Lingen typu BWR. Jednak pierwsze wykorzystanie toru na szeroką skalę planują obecnie Indie, które chcą oprzeć przyszłość energetyczną na procesie trzystopniowym, a mianowicie: zbudowaniu reaktora typu CANDU, który tworzyłby pluton z uranu, następnie reaktora powielającego na szybkie neutrony, który wykorzystałby paliwo utworzone na bazie tego plutonu do wytworzenia 233U z toru, wreszcie reaktora z ciężką wodą, który pracowałby w oparciu o 233U i tor. Tor dostarczałby około 75% mocy reaktora. Obecne koncepcje zaawansowanych konstrukcji reaktorów pracujących w oparciu o tor dotyczą: • Reaktorów lekkowodnych, pracujących na paliwie będącym mieszaniną PuO2 i ThO2; • Wysokotemperaturowych reaktorów z chłodzeniem gazowym (HTGR), w których paliwo miałoby formę złoża, albo pryzm; • Reaktorów ze stopionymi solami (w zasadzie są to reaktory powielające, w których paliwo krąży w postaci stopionej soli bez potrzeby korzystania z chłodziwa w rdzeniu; obieg pierwotny przechodzi przez wymiennik ciepła, w którym stopiona sól z obiegu wtórnego odbiera ciepło i wytwarza parę wodną); • Zaawansowanego Reaktora Ciężkowodnego AHWR (od ang. Advanced Heavy Water Reactor) chłodzonego zwykłą wodą, jak CANDU. Zasadnicza część rdzenia jest tu podkrytyczną mieszaniną dwutlenków toru i uranu-233, ale tak dobraną, aby w części z uranem-233 reakcja była samopodtrzymująca się. Choć użycie toru ma wiele zalet - w szczególności nie tworzy się pluton - tor pociąga za sobą podwyższone ryzyko radiologiczne już na etapie kopalnictwa, pomimo braku problemu radonu, typowego dla górnictwa uranu. Górnictwo toru będzie wymagało opracowania nowej preparatyki paliwa na przemysłową skalę.

10.3 Systemy sterowane akceleratorami (ADS) W jednym z pierwszych rozdziałów wspominaliśmy już o idei tzw. wzmacniacza energii. Pomysł polega na połączeniu akceleratora wysokoenergetycznych protonów o energii rzędu 1 GeV i prądzie rzędu 10 mA z reaktorem pracującym w oparciu o cykl torowo-uranowy. Rys. 10.8 przedstawia projekt z 1993 r. Carlo Rubii (rys. 10.9), laureata Nagrody Nobla z fizyki, takiego hybrydowego reaktora, który mógłby służyć do transmutacji i spalania

8

odpadów promieniotwórczych, a jednocześnie do produkcji energii elektrycznej na zewnątrz, w tym do zasilania akceleratora protonów. Instalacje tego typu nazywamy systemami sterowanymi akceleratorami ADS (od ang. Accelerator-Driven Systems).

Rys. 10.8 Projekt Carlo Rubii hybrydowego reaktora do transmutacji i spalania odpadów promieniotwórczych z reaktorów W takim reaktorze wysokoenergetyczne protony uderzają w blok z ciężkiego metalu, np. ołowiu, wywołując w nim reakcje kruszenia (rys. 7.15). W wyniku tych reakcji powstają neutrony prędkie, które kierowane są do reaktora podkrytycznego zawierającego tor. Tam, w wyniku reakcji z torem powstaje rozszczepialny izotop 233U, który w wyniku pochłonięcia neutronu rozszczepia się. W ten sposób można podtrzymać reakcję łańcuchową, ale też można ją w każdej chwili przerwać przez wyłączenie akceleratora protonów – użycie prętów sterujących przestaje być potrzebne. Może warto wspomnieć o jeszcze jednym stosunkowo innowacyjnym pomyśle Rubii. Proponuje on mianowicie, aby ołów wykorzystać również w charakterze moderatora. Strumień neutronów w takim moderatorze, w którym neutrony muszą się wielokrotnie zderzyć, aby osiągnąć znacząco niższe energie, będzie charakteryzował się stosunkowo gładkim widmem energetycznym, a że niemal wszystkie pierwiastki mają przy pewnych energiach neutronów wysokie przekroje czynne na pochłanianie, odpady zmieszane z ołowiem mają dużą szansę na „spalenie”. Jak więc widać, ołów pełni w projekcie kilka ról: tarczy dla wytwarzania neutronów spalacyjnych, moderatora tych neutronów, a także naturalnej osłony przed promieniowaniem gamma. Ciekły ołów pełni tu także dodatkową funkcję w transmisji ciepła drogą naturalnej konwekcji: ciepło będzie odbierane od górnych partii ołowiu przez wymiennik ciepła, w którym będzie tworzyła się para wodna.

9

Rys. 10.9 Carlo Rubia

Paliwo do reaktora można zmieszać z wysokoaktywnymi odpadami z reaktorów konwencjonalnych. Celem takiego działania jest zniszczenie ciężkich, długożyciowych izotopów promieniotwórczych w wypalonym paliwie. W zasadzie można sobie wyobrazić otoczenie paliwa płaszczem ze świeżego paliwa wypalonego, które w miarę stopniowego wypalania będziemy przesuwać do środka rdzenia. Następnie, tak wypalone paliwo można poddać procesowi recyklizacji, wyekstrahować uran, a większość produktów rozszczepienia potraktować jako odpady promieniotwórcze. Aktynowce można poddać dalszym transmutacjom w tym samym reaktorze i liczyć na to, że w ten sposób przekształcimy wszystkie transuranowce w krótkożyciowe fragmenty rozszczepienia, a przy okazji zyskamy trochę energii z samych procesów rozszczepień. Aby taki proces był maksymalnie efektywny należy korzystać z neutronów prędkich, gdyż neutrony powolne mogą rozszczepiać tylko jądra o nieparzystej liczbie masowej. Spalanie plutonu i pierwiastków transuranowych (TRU) związane jest z wytwarzaniem energii 940 MWd/1 kg TRU. Pojedynczy układ proponowany przez Rubię przy mocy cieplnej 1500 MW i paliwie będącym mieszanką toru i TRU może wytwarzać rocznie energię termiczną 547,5 GWd (lub moc elektryczną 625 MWe) i spalać 420 kg TRU. Biorąc pod uwagę olbrzymie ilości zgromadzonego i wytwarzanego na bieżąco wypalonego paliwa widać, że dla pozbycia się odpadów z energetyki będzie potrzebna znacząca liczba takich instalacji (im mniejsza, tym dłużej będą musiały pracować). Rozpatrując zastosowania układów ADS myśli się o pozbyciu się nagromadzonych zapasów plutonu. Tu pojawiają się dwie koncepcje: w pierwszej wypalamy pluton i lekkie aktynowce oddzielnie, w drugiej – jedne i drugie razem, co lepiej zabezpiecza przed proliferacją materiału rozszczepialnego. Omawiany układ może rzeczywiście stać się bardzo efektywną „spalarnią” odpadów promieniotwórczych z reaktorów jądrowych, niemniej jednak sam też będzie produkował odpady, choćby powstałe w procesie spalacji. Można oczekiwać, że liczba tych produktów 10

spalacji będzie proporcjonalna do energii wiązki protonów, a w pierwszej chwili ich aktywność może być nawet większa niż produktów reakcji rozszczepienia. W bardziej długofalowym planie nie powinno to być problemem, natomiast celem podstawowym jest skrócenie radiotoksyczności odpadów z reaktorów o rzędy wielkości (100 – 1000 razy). Także spalanie transplutonowców wcale nie jest łatwą rzeczą, gdyż chociaż podczas rozszczepienia neutronami produkują one więcej neutronów niż powstaje podczas rozszczepienia 235U, procent neutronów opóźnionych jest w nich znacznie mniejszy, patrz Tab. 10.1. Powoduje to konieczność pracy tuż pod progiem krytyczności, a więc utrudnia sterowanie reaktorem. Stosunkowo wysoka zawartość lekkich aktynowców (Np, Am, Cm) w paliwie typu MOX jest ze względu na parametr β dla tego paliwa niewątpliwą wadą, tym bardziej, że podczas rozrzedzania moderatora reaktywność związana z tymi nuklidami rośnie. Ta sytuacja tylko wzmacnia nasze zainteresowanie układami podkrytycznymi sterowanymi akceleratorami. O ile dla typowego reaktora pracującego na konwencjonalnym paliwie uranowym współczynnik mnożenia pomniejszony o parametr β wynosi ok. 0,995, w układach ADS jest to poniżej 0,97, a więc margines bezpieczeństwa, tj. możliwość przekroczenia krytyczności na neutronach natychmiastowych, znacznie się zwiększa. Tab. 10.1 Liczba neutronów rozszczepieniowych (ν) i procent neutronów opóźnionych (β) w rozszczepieniach aktynowców (f – neutrony prędkie, t – neutrony termiczne) 7 Nuklid 232 Th 235 U 238 U 239 Pu 241 Pu 241 Am 242m Am 243 Am 244 Cm 245 Cm

ν 2,2f 2,4t 2,6f 2,9t 2,9t 3,4f 3,3t 3,5f 3,3t 3,6t

β [%] 2,4f 0,7t 1,7f 0,26t 0,55t 0,12f 0,18t 0,23f 0,13t 0,16t

Oprócz transuranowców i transplutonowców niemniej poważnym wyzwaniem jest pozbycie się trzech najgroźniejszych izotopów promieniotwórczych, a mianowicie 99Tc (okres połowicznego zaniku 2,11⋅105 lat), 129I (1,57⋅107 lat) oraz 79Se (6,5⋅104 lat). Ocenia się 8 , że pozbycie się tych pierwiastków, wyprodukowanych w trakcie 40. letniej pracy reaktora lekkowodnego, będzie wymagało użycia 11,29 kg neutronów (1 kg neutronów, to 5,97⋅1026 neutronów), podczas gdy wzmacniacz energii Rubii będzie wytwarzał rocznie 106,2 kg neutronów. Droga do transmutacji i spalania odpadów promieniotwórczych wcale nie jest prosta i należy przeprowadzić szereg badań oraz zbudować szereg instalacji pilotażowych. W Europie rozwój akceleratorów i megawatowych źródeł spalacyjnych zintegrowanych z materiałami

7 8

S.Taczanowski, Postępy Fizyki 51 (2000) 169 V.A.Bomko i in., wcześniej cytowane

11

rozszczepialnymi, a także rozwój techniki recyklizacji prowadzony jest m.in. w następujących projektach: • IPHI (od ang. High Intensity Proton Injector) i TRASCO (od włoskiego TRAsmutazione SCOrie) we Włoszech (projekt akceleratorów dużej mocy); • MEGAPIE (od ang. MEGAwatt Pilot Experiment) – w Instytucie Paula Scherrera w Szwajcarii (opracowanie efektywnego targetu dla reakcji kruszenia); • MUSE-4 w Cadarache, Francja (pilotażowa instalacja z podkrytycznym rdzeniem na neutrony prędkie dostarczane z zewnętrznego akceleratora); • Produkcja paliwa opartego na lekkich aktynowcach oraz rozwój technologii przetwarzania paliwa w Karlsruhe, Niemcy; • Zbieranie danych neutronowych (przekrojów czynnych) w CERN, Szwajcaria; • KALLA (od ang. Karlsruhe Lead Laboratory) oraz CIRCE (od włoskiego CIRCuito Eutettico) w Niemczech i Włoszech (rozwój technologii eutektyki Pb-Bi). Powyższe programy powinny doprowadzić do powstania europejskiego projektu transmutacji odpadów promieniotwórczych i budowy instalacji DEMO o mocy kilkudziesięciu megawatów, która powinna wykazać bezpieczną i wydajną pracę ADS przy zadanym z góry strumieniu neutronów i stopniu wypalenia. Praca DEMO powinna pokazać ewentualne problemy materiałowe i zachowanie się elementów paliwowych pod wpływem promieniowania, szybkości transmutacji itp.

Rys. 10.10 Projekt ADS Bowmana

12

Dla historycznego porządku należy dodać, że przed projektem Rubii był w roku 1990 inny projekt Charlesa Bowmana (rys. 10.10), który jednak z wielu względów jest technicznie mało praktyczny. W tym projekcie akcelerator protonów miał mieć niezwykle wysoką moc 104 MW i dawać prąd protonów około 130 mA. Powstałe w reaktorze długożyciowe odpady miały być mieszane ze stopionymi solami LiF i BeF, a mieszanina poddana cyrkulacji w intensywnym strumieniu prędkich neutronów wytwarzanych przez tarczę Pb-Bi. Po kilkukrotnym obiegu stabilne i krótkożyciowe izotopy byłyby kierowane do ostatecznego składowania. Układ ten mógłby także służyć do zniszczenia nagromadzonego plutonu w broniach jądrowych. W odróżnieniu od projektu Rubii, projekt Bowmana nie zakładał dostarczania energii elektrycznej do sieci energetycznej. Zresztą także i projekt Rubii w pierwszym etapie będzie zapewne koncentrował się na spalaniu odpadów, a nie na produkcji energii elektrycznej. Nawet i to ograniczenie funkcji „wzmacniacza energii” nie jest wolne od wielu bardzo trudnych problemów, jak choćby kwestii w jaki sposób wykonać okno wolframowe wyprowadzające wiązkę protonów z akceleratora, wewnątrz którego panuje próżnia do rdzenia reaktora, wewnątrz którego będzie wysokie ciśnienie pochodzące od rozgrzanego ołowiu. Takie okno będzie pracowało w wysokiej temperaturze i będzie niszczone stopniowo przez wysokoenergetyczną i intensywną wiązkę protonów. Oznacza to konieczność wymieniania okna co pewien czas, a więc konieczność zatrzymywania pracy instalacji. Do innych trudności należy zaliczyć rozmiary zbiornika reaktora, którego wysokość na wynosić 30 m, a średnica 6 m, a wewnątrz niego ma być ciekły ołów pełniący rolę chłodziwa. Jeszcze inny problem, to w jaki sposób wymieniać paliwo reaktorowe w środowisku ołowiu?.

10.4 Czy recyklizacja ma sens?

Prowokacyjne pytanie w tytule niniejszego paragrafu zostało postawione przez Richarda Garwina podczas względnie niedawnej (1999 r.) konferencji na temat energetyki jądrowej 9 . Garwin korzystał głównie z doświadczeń amerykańskich i francuskich. Należy jednak brać pod uwagę, że energetyczna polityka USA w ostatnich latach ulegała i wciąż ulega silnej ewolucji. Niemniej jednak argumenty Garwina są interesujące i choćby z tego względu warto je pokrótce zreferować. Jego rozumowanie oparte jest głównie o rachunek kosztów kolejnych etapów cyklu paliwowego. Pierwsza uwaga dotyczy kosztów paliwa MOX. Przede wszystkim zwraca się uwagę na fakt, że sama produkcja stwarza większe zagrożenie radiologiczne niż produkcja świeżego wzbogaconego paliwa uranowego, co wiąże się ze znakomicie krótszym okresem połowicznego rozpadu 239Pu (24 000 lat) w stosunku do analogicznego okresu dla 235U (0,7 miliarda lat). Normy amerykańskie dopuszczają 1 g uranu na 38·106 m3 powietrza (tj. około 50 000 ton), w wypadku plutonu ta norma jest milion razy ostrzejsza: 1g Pu/2,9·1013 m3. Nie wdając się w zasadność tej normy ochrony radiologicznej w wytwórni paliwa MOX, oznacza to, że koszt wytworzenia kilograma paliwa wynosi ok. 2000 USD/kgHM 10 . Aby otrzymać wystarczającą ilość plutonu dla 1 kg paliwa MOX należy przetworzyć 5 kg wypalonego paliwa uranowego. Przyjmując koszt recyklingu za ok. 1000 USD/kgHM otrzymujemy cenę 9

R.L.Garwin, The Nuclear Fuel Cycle: Does Reprocessing Make Sense?, w Nuclear Energy. Promise or Peril?, World Scientific, Singapore (1999), 139 - 151 10 przypominamy, że skrót HM oznacza ciężki metal - od ang. Heavy Metal. Tym terminem obejmuje się zarówno pluton jak uran – oba w postaci tlenków

13

recyklizacji dla paliwa MOX około 5000 USD/kg, a więc w sumie 7000 USD/kgHM w porównaniu z obecną ceną paliwa uranowego rzędu 1400 USD/kgHM. Kryteria postępowania z wypalonym paliwem obejmują ryzyko radiologiczne oraz wypadkowe, kwestię proliferacji materiałów jądrowych o znaczeniu militarnym i ekonomię. Można się spodziewać, że rozwój reaktorów jądrowych np. w Chinach spowoduje wyraźny wzrost ilości gromadzonego plutonu militarnego. Również tzw. pluton reaktorowy może służyć tworzeniu groźnej broni atomowej. Jeśli przyjąć, że same Chiny nie będą chciały rozwijać jądrowego przemysłu militarnego i tak pozostaje problem przechowywania i strzeżenia plutonu przed kradzieżą, także podczas transportu do i z przetwórni paliwa. Jeśli chodzi o stronę ekonomiczną, oceny mówią, że na koszt wyprodukowanej energii elektrycznej składają się: • 0,0386 USD/kWh z samych kosztów pracy reaktora • 0,0052 USD/kWh z kosztów paliwa o wzbogaceniu 4,4% • 0,0140 USD/kWh z innych, nie-reaktorowego typu kosztów wytwarzania energii, co daje łącznie ok. 6 centów USA/1 kWh, przy czym dokładność oszacowań jest rzędu 10%. To, co zwraca uwagę to fakt, że koszt samego paliwa jest relatywnie niski i zasadniczym kosztem jest koszt inwestycyjny. Odróżnia to energetykę jądrową od węglowej, w której zasadniczą częścią kosztów jest koszt paliwa. Wprowadzenie paliwa MOX oznacza wzrost kosztów z 1400 USD/kgHM do 7000 USD/kgHM przy recyklingu 5 kg wypalonego paliwa. Około 20% paliwa w reaktorze zastępuje się paliwem MOX, co zwiększa koszt paliwa o 5600/5 = 1120 USD/kgHM, a więc o około 79% w stosunku do świeżego paliwa uranowego. To z kolei podwyższa koszt wyprodukowania 1 kWh o 0,0041 USD. Nie jest to tak wiele, szczególnie w stosunku do kosztów inwestycyjnych, czy się jednak opłaca? Czy deklarowana jako uzasadnienie dla tego procesu oszczędność zasobów uranu w skorupie ziemskiej jest rzeczywista? Aby odpowiedzieć na to pytanie Garwin decyduje się wprowadzić pojęcie „dopuszczalnego kosztu” wzbogaconego uranu, który zastąpiłby paliwo MOX. W wytwórniach świeżego paliwa pozostaje jako odpad uran zawierający około 0,2% 235U, który można byłoby spożytkować do produkcji paliwa o niskim wzbogaceniu. Biorąc pod uwagę, że w naturalnym uranie mamy 0,71% tego izotopu, oznacza to, że na odtworzenie paliwa reaktorowego o niskim wzbogaceniu (ok. 4,4%) potrzeba nam około 8,2 kg uranu. Ponieważ koszty wytworzenia świeżego paliwa i paliwa MOX są takie same, więc te ekstra 5600 USD/kgHM odpowiadają cenie uranu około 680 USD/kg, podczas gdy obecna cena wydobycia, to 20 – 40 USD/kg. Oczywiście w ten sposób oszczędzamy uran. Jednakże rezerwy tego ostatniego są oceniane w odniesieniu do obecnych kosztów wydobycia. Przy wzroście cen trzeba uwzględnić pozyskiwanie bardziej rozproszonego uranu, w tym uranu z wody morskiej. Oceny japońskie pokazują, że wydobyty w ten sposób uran powinien kosztować około 100 USD/kg , natomiast rezerwy „morskiego” uranu są tak duże, że mogą zaspokoić potrzeby 2000 lekkowodnych reaktorów (obecnie pracuje ich 441) przez 5000 lat, a reaktorów powielających przez 500 000 lat! Tego typu rozważania każą przypuszczać, że dopuszczając zwyżkę cen uranu można będzie znacznie taniej wyprodukować paliwo uranowe niż dokonywać recyklingu i tworzyć paliwo MOX. W szczególności warto więc inwestować w rozwój pozyskiwania uranu z wody morskiej. Nie warto też dziś, gdy koszt uranu jest stosunkowo niski, ponosić wysokie koszty recyklizacji, a zacząć je ponosić dopiero wtedy, gdy cena uranu zacznie znacząco się

14

podnosić, a pozyskiwanie uranu z wody morskiej okaże się trudniejsze niż obecnie sądzimy. Płacenie 680 USD za zaoszczędzony kilogram uranu jest obecnie nie uzasadnione. Bardzo podobną analizę można przeprowadzić w stosunku do ekonomii reaktorów powielających. Tu na czoło wysuwa się wysoki (znacznie wyższy niż w reaktorach lekkowodnych) koszt inwestycyjny. Póki koszt paliwa dla reaktorów lekkowodnych nie wzrośnie w znaczący sposób, budowa reaktorów powielających nie będzie opłacalna. Wg oceny Garwina, przy założeniu, że koszt inwestycyjny reaktora powielającego jest dwukrotnie wyższy od ceny reaktora lekkowodnego, cena uranu musiałaby wzrosnąć do 1093 USD/kg. Dopiero, gdy konstrukcja reaktora powielającego osiągnie cenę porównywalną z konstrukcją reaktora lekkowodnego, można będzie mówić o ekonomicznie uzasadnionym korzystaniu z reaktora powielającego. Jeśli jego koszt będzie wyższy o 20%, stanie się on konkurencyjny do lekkowodnego wtedy, gdy cena uranu wzrośnie do ok. 225 USD/kg. Powyższe argumenty prowadzą do tezy, że myśląc o rozwoju energetyki jądrowej warto jak najszybciej przeprowadzić szczegółową analizę możliwych do wydobycia rezerw uranowych w szczególności z wody morskiej, jak i rozproszonych w ziemi, precyzyjnie ocenić koszty ich wydobycia i ponownie przeanalizować obecną koncepcję recyklizacji wypalonego paliwa. 10.5 Krótka analiza cyklu paliwowego 11 • •

• • •

•

•

11

Reaktor do transmutacji spala 100 kg/rok ciężkiego metalu (HM) przy mocy cieplnej 300 MW(t); Wypalenie paliwa w typowym reaktorze wynosi zaledwie około 5% HM (w bardzo zaawansowanych układach liczba ta wzrasta do 20%), co oznacza, że musimy posiadać skład na do 20 razy większej ilości wypalonego paliwo niż jego roczna konsumpcja, a więc dla ok. dla 2 t z reaktora o mocy 300 MW(t); Posiadając 1000 ton HM będziemy potrzebowali bardzo dużej ilości roboczo-lat układów typu ADS, aby pozbyć się takiego składu HM; W „stanie równowagi” potrzebujemy około 1 ADS dla 4-5 reaktorów typu PWR lub około 20 reaktorów typu FBR; Pełne zamknięcie cyklu paliwowego oznacza zredukowanie ciężkich metali w odpadach o dwa do trzech rzędów wielkości w porównaniu z jednokrotnie zamkniętym cyklem, tj. cyklem, w którym następuje recyklizacja wypalonego paliwa i stworzenie paliwa typu MOX; Ze względu na większą wydajność w produkcji energii elektrycznej, wymiana wszystkich reaktorów lekkowodnych na reaktory prędkie zredukowałaby masę produktów rozszczepienia, a więc i odpadów promieniotwórczych z reaktorów, o około 30%; Jedynie techniki transmutacji są w stanie całkowicie zamknąć cykl paliwowy i zredukować około 100-krotnie ilość długożyciowych transuranowców.

Wg. wykładu W.Gudowskiego

15

ROZDZIAŁ XI. ENERGIA TERMOJĄDROWA 1. Synteza jądrowa1 Myśl, iż energia emitowana przez Słońce może być związana z oddziaływaniem cząstek subatomowych została wyrażona po raz pierwszy przez angielskiego astronoma A.S.Eddingtona (1882-1944; rys. 11.1) około roku 1920. To on pierwszy obliczył, że potrzebne temperatury i gęstości dla reakcji jądrowych, w których wyzwala się energia słoneczna, są nieporównanie wyższe niż znane na Ziemi. Z kolei odkrycie w 1929 r. przez amerykańskiego astronoma H.N.Russela (1877-1957; rys. 11.1), że wodór nie stanowi, jak wówczas uważano, 80% objętości materii słonecznej, ale należy przyjąć, że zajmuje on tylko 60% tej materii, oznaczało, że jeśli energia bierze się z reakcji jądrowych, to wodór musi w nich uczestniczyć i to w znacznym stopniu. Rozpracowanie właściwego przebiegu reakcji syntezy i wyjaśnienie historii Słońca zajęło jednak kolejne 10 lat. Obecnie wierzymy, że w każdej sekundzie 657 milionów ton wodoru ulega syntezie do helu (tworzy się 653 miliony ton helu), a przemianie tej towarzyszy utrata masy wynosząca 4,6 milionów ton2. Ta brakująca masa nukleonów przekształcana jest na energię promieniowania - dzięki temu Słońce świeci.

Rys. 11.1 Arthur Stanley Eddington (z lewej), Henry Norris Russel (w środku) i Marcus Laurence Elwin Oliphant (z prawej)

Na Słońcu zachodzą m.in. następujące reakcje: 1

H + 1H → 2H (w innym zapisie: p + p → d) 2 H + n → 3H (w innym zapisie: d + n → t) 2 H + 3H → 4He + n 2 H + 2H → 4He 4 He + 4He + 4He → 12C

1

(11.1)

Podziękowania należą się dr M.Rabińskiemu za konsultacje tekstu i użyczenie swej prezentacji. Ponadto korzystamy tu obszernie z materiału edukacyjnego zamieszczonego na stronie www.ipj.gov.pl : Czym się zajmuje fizyka i technika jądrowa? 2 Ocena tych mas powstała w oparciu o przyjęcie średniej energii reakcji 27,7 MeV

1

Historycznie biorąc, pierwszą reakcję syntezy zauważył w roku 1934 Ernest Rutherford (rys. 1.7) oraz fizyk australijski M.L.E.Oliphant (1901-2000; rys. 11.1). W reakcji tej następowała synteza jąder deuteru i otrzymywało się tryt: 2

H + 2H → 3H + 1H

(11.2)

Reakcja syntezy (fuzji) jądrowej polega na połączeniu się dwóch lekkich jąder w jedno cięższe, czemu towarzyszy oczywiście defekt masy. Wiemy, że zmiana masy może zostać przekształcona w energię promieniowania. Reakcje te, zwane także termojądrowymi, to typowe reakcje zachodzące w Słońcu i innych gwiazdach. Niezwykle w nich wysokie temperatury i wysokie ciśnienia prowadzą do powstania szczególnego stanu materii całkowicie zjonizowanej - zwanego plazmą, utrzymywaną siłami grawitacyjnymi. Reakcja syntezy, w której wyzwala się stosunkowo duża ilość energii (27,7 MeV), polega na przereagowaniu czterech protonów i utworzeniu jądra helu (cząstki α). Ponieważ syntezie ulegają izotopy wodoru, a wodór znajduje się wszędzie w naszym otoczeniu, idea otrzymywania energii z syntezy wodoru jest niezwykle atrakcyjna: stwarza ona nadzieję na niemal nieograniczone źródło energii dla przyszłych pokoleń. Zwykłe reguły prawdopodobieństwa mówią jednak, że jednoczesne zderzenie czterech protonów jest nawet w warunkach panujących na Słońcu czymś bardzo rzadkim i w takim razie synteza helu powinna zachodzić częściej w inny sposób. Istotnie, w gwiazdach, w których temperatura wnętrza przewyższa ok. 15 mln K podstawowym źródłem energii jest wystąpienie reakcji cyklicznej, tzw. cyklu protonowo-protonowego: p + p → d + β+ d + p → 3He 23He → 4He + 2p

(11.3)

Możliwy jest także tzw. cykl Bethego (patrz także dalej), będący cyklem węglowo-azotowotlenowym (CNO – od ang. Carbon-Nitrogen-Oxygen), w którym niejako węgiel jest z jednej strony odtwarzany, z drugiej zaś spalany jest na hel –popiół w następującej sekwencji reakcji: 12

C + p → 13N* 13 * N → 13C (rozpad β+) 13 N + p → 14O* 14 * O → 14N (rozpad β+) 13 C + p → 14N 14 N + p → 15O* 15 * O → 15N (rozpad β+) 15 N + p → 12C + 4He

(11.4)

Cykl ten przedstawiony jest też w formie diagramu na rys. 11.2. Wywołanie reakcji syntezy na Ziemi nie jest łatwe. By je zainicjować w wysokiej temperaturze należy mieć na uwadze, że należy dysponować niezwykle wysoką temperaturą, rzędu kilkuset milionów stopni, a gdy się już otrzyma taką gorącą plazmę, należy umieć ją utrzymać.

2

α

p

12

C p

p

13 15

N 14

15

N*

O*

13

O*

C

p 14

N

p

Rys.11.2 Cykl węglowo – azotowo - tlenowy

Reakcja syntezy przebiega niejako odwrotnie do reakcji rozszczepienia jądrowego. W tej ostatniej, z jądra o większej masie tworzone są jądra o masach mniejszych, a suma ich mas jest mniejsza od masy jądra wyjściowego. W reakcji syntezy masa cięższego jądra jest mniejsza od początkowych mas lżejszych jąder. Łatwo zauważyć, że aby zapoczątkować taką reakcję energie zderzających się jąder (cząstek o ładunku dodatnim!) muszą być wystarczająco wysokie, by przezwyciężyć odpychanie elektrostatyczne. Aby utworzyć atomy helu, powiedzmy z syntezy deuteru i trytu (trzecia reakcja w (11.1)), oba jądra muszą znajdować się w warunkach ekstremalnie wysokiej temperatury i wysokiego ciśnienia. W opisanej tu reakcji tworzy się neutron o wysokiej energii, która zmniejsza się dzięki zderzeniom neutronu z otoczeniem. Przekazywaną energię można przekształcić w energię cieplną potrzebną do wytworzenia pary, a ta następnie będzie mogła poruszać turbinę i generator prądu elektrycznego. Neutrony wytwarzane w reakcji syntezy można też wykorzystać do produkcji paliwa reaktorowego ze zubożonego uranu, tj. uranu zawierającego mniej izotopu uranu-235 niż w uranie naturalnym (0,72%). Łatwo się też domyśleć, że reakcja ta może zostać wykorzystana w tworzeniu broni jądrowej. W praktyce możemy myśleć o wykorzystaniu reakcji syntezy lekkich jąder podanych w Tabeli 11.1:

3

Tab. 11.1 Typowe reakcje syntezy jądrowej D+D D+D D+T D + 3 He T+T H + 6 Li H + 11 B D + 6 Li

→ T + H + 4,04 MeV → 3 He + n + 3,27 MeV → 4 He + n + 17,58 MeV → 4 He + n + 18,37 MeV → 4 He + 2n + 11,31 MeV → 4 He + 3 He + 3,9 MeV → 3(4He) + 8,68 MeV → 2(4He) + 22,3 MeV

Dla zainicjowania tych reakcji należy we wszystkich wypadkach przezwyciężyć odpychanie kulombowskie między dwoma jonami - cząstki te muszą mieć więc wysoką początkową energię kinetyczną (od kilku keV do kilkuset keV; pomijamy tu możliwość przeprowadzenia reakcji syntezy jądrowej w niskich temperaturach metodą tzw. katalizy mionowej3). Podane w powyższej tabeli energie odpowiadają temperaturom rzędu 107 – 109 K. Lekkie cząstki dość łatwo przyspieszyć do takich energii. Jednakże energia potrzebna do pracy akceleratora znacznie przewyższałaby energię, którą otrzymalibyśmy z reakcji syntezy. Z tego względu, aby inicjować reakcje syntezy należy wykorzystać inne podejście: energie kinetyczne reagujących cząstek powinny być wynikiem wysokiej temperatury gazu takich cząstek. W temperaturach rzędu dziesiątków i setek milionów stopni, elektrony są odrywane od atomów, reagujące cząstki istnieją więc jako gorąca plazma4. I dlatego też mówimy o reakcji termojądrowej i plazmie wysokotemperaturowej. Choć plazma ta silnie promieniuje, energia tracona na promieniowanie maleje w miarę wzrostu temperatury i energii z reakcji termojądrowych. Temperatura, w której straty energii są równe energii wydzielanej nazywana jest temperaturą zapłonu plazmy. Dla reakcji d-d wynosi ona ok. 350 mln K, a dla d-t ok. 45 mln K. Choć w tym rozdziale będziemy mówili głównie o plazmie wysokotemperaturowej warto zwrócić uwagę, że pojęcie plazmy jest dość szerokie. Na rys. 11.3 pokazujemy5 różne rodzaje plazmy w zależności od gęstości cząstek naładowanych i temperatury. Kończąc ten paragraf warto poświęcić trochę uwagi niezwykłym własnościom plazmy, które uzasadniają nazywanie jej czwartym stanem skupienia materii. Po pierwsze, należy zdać sobie sprawę z tego, że konsekwencją istnienia rozsuniętych ładunków dodatnich i ujemnych jest 3

Gdy elektrony w atomach deuteru zastąpimy ujemnie naładowanymi mionami, będącymi 207 razy cięższymi od elektronów, promień powstałego atomu ("deuteru mionowego") będzie odpowiednio mniejszy od promienia atomu deuteru. Taki mały atom może się łatwiej zbliżyć do innego atomu deuteru i zainicjować reakcję syntezy. Mówimy tu o reakcji syntezy katalizowanej mionami. 4 Stan skupienia materii, na ogół silnie zjonizowany gaz, w którym suma ładunków ujemnych swobodnych elektronów i jonów jest kompensowana przez identyczną sumę ładunków jonów dodatnich. Równowaga ta obowiązuje globalnie, ale nie lokalnie, stąd też mówimy o kwazineutralności ładunkowej plazmy. Plazmę czasem nazywamy, ze względu na jej specyficzne własności, czwartym stanem skupienia materii. Pojawia się ona w przestrzeni międzygwiezdnej, w jonosferze ziemskiej, płomieniu, wyładowaniach jarzeniowych i łuku elektrycznym. Wytwarzamy ją także w warunkach ekstremalnie wysokich temperatur i ciśnień - w badaniach nad reakcjami termojądrowymi. 5 Z prezentacji dr M.Rabińskiego w 2006 r. za pozwoleniem Autora

4

powstawanie w ośrodku pól elektrycznych tym silniejszych im gęstość plazmy jest większa. Powstawanie tego pola stabilizuje plazmę. Rozpatrzenie elektrodynamicznych własności plazmy pokazuje, ze generowane są w niej charakterystyczne oscylacje o częstościach zależnych od gęstości elektronów plazmy, a po przyłożeniu doń pola magnetycznego powstają podłużne fale magnetohydrostatyczne – tzw. fale van Alphéna, które rozchodzą się w kierunku przyłożonego pola i fale magnetoakustyczne, które rozchodzą się w kierunku prostopadłym do pola magnetycznego.

Rys. 11.3 Różne rodzaje plazm. O plazmie utrzymywanej magnetycznie i inercyjnie będziemy mówili w kolejnych paragrafach.

Po drugie, plazma promieniuje, a widmo promieniowania zależy od temperatury i stopnia jonizacji plazmy. W wysokich temperaturach promieniowanie to pochodzi w znacznej mierze z rekombinacji elektronów i jonów dodatnich oraz hamowania swobodnych elektronów w polu elektrycznym jonów. Taka plazma także pochłania promieniowanie z tego samego zakresu widmowego. W istocie rzeczy, łagodna temperatura na Ziemi jest skutkiem pochłaniania promieniowania słonecznego z najgorętszych warstw Słońca w plazmie Słońca. Do Ziemi dociera jedynie promieniowanie z warstw zewnętrznych. Trzecią cechą, na którą warto zwrócić uwagę jest naturalna zdolność przewodzenia prądu, odróżniająca plazmę od zwykłego gazu. Opór elektryczny plazmy jednak nie rośnie ze wzrostem temperatury, jak w typowych przewodnikach, ale maleje jak T-3/2. Stąd też bierze się nadzwyczajnie niski opór plazmy wysokotemperaturowej.

5

Na koniec zauważmy, że o ile w plazmie o małej gęstości wszystkie cząstki można traktować jak prawie niezależne, gdy gęstość plazmy wzrasta coraz silniej dochodzą do głosu własności ośrodka ciągłego, wrażliwego na przyłożone pole elektryczne czy magnetyczne.

11.2 Otrzymywanie plazmy wysokotemperaturowej

11.2.1 Podstawowe problemy Zasadniczym problemem jest wytworzenie ekstremalnie wysokiej temperatury i ciśnienia w zjonizowanym gazie - plazmie oraz utrzymanie jej w tych warunkach wystarczająco długo, aby zainicjować emisję energii. Gdy się taki cel osiągnie i zajdzie wystarczająca liczba reakcji syntezy, dostawa świeżego paliwa powinna zapewnić tworzenie energii w sposób ciągły. Warunkiem koniecznym dla produkowania energii w reaktorze termojądrowym przy plazmie deuterowo-trytowej (w stosunku 1:1) jest spełnienie tzw. kryterium Lawsona, które głosi, że iloczyn gęstości jąder w plazmie i czasu utrzymania plazmy w temperaturze zapłonu plazmy powinien przewyższać wartość progową 1020-1021 s/m3. Konieczność utrzymania wysokiej temperatury oznacza, że plazma nie może znaleźć się w kontakcie ze ścianami jakiegokolwiek naczynia. Jest rzeczą oczywistą, że żadne ścianki materialne nie są w stanie wytrzymać tak wysokich temperatur a realizacja reakcji syntezy jądrowej na Ziemi stanowi niezwykłe wyzwanie dla uczonych i techników. Dlatego też należy wypracować specyficzne techniki utrzymywania plazmy. W centrum Słońca, w którym panuje temperatura rzędu 107 K, a gęstość dochodzi do 100 kg/dcm3 panują idealne warunki do utrzymywania plazmy. Utrzymywanie to nazywamy z naturalnych względów grawitacyjnym, a zachodzące reakcje syntezy zostały podane wcześniej, patrz (11.1). Opis cykli syntezy termojądrowej w Słońcu i innych gwiazdach zawdzięczamy fizykowi niemieckiemu, Hansowi Albrechtowi Bethemu (1916 - 2005), rys. 11.4. Ten typ pułapkowania grawitacyjnego nie jest jednak możliwy w warunkach ziemskich.

Rys.11.4 Hans Albrecht Bethe

Prócz metody grawitacyjnej istnieją jeszcze dwie inne metody utrzymania plazmy w zamknięciu, a mianowicie: magnetyczna i inercyjna.

6

W wypadku metody magnetycznej, gdzie gęstość cząstek przewyższa około 1020/m3 , czas utrzymywania plazmy, zgodnie z kryterium Lawsona, powinien przewyższać 1 s. Przy inercyjnym utrzymywaniu plazmy gęstość cząstek jest mniejsza od około 1031/m3, a czas utrzymywania plazmy dłuższy od 10-11 s. Reakcją, którą się wykorzysta w przyszłości, jest synteza deuteru i trytu, choć rozpatruje się też syntezę dwóch atomów deuteru. Deuter można łatwo znaleźć w wodzie (30 g na metr sześcienny). Tryt jednak musi być wytworzony albo w reaktorze jądrowym, albo powstać w reaktorze termojądrowym z litu - pierwiastka, który znajduje się w dużych ilościach w skorupie ziemskiej. Taki reaktor termojądrowy składałby się z grubego (ok. 1 m) płaszcza litowego, zawierającego także beryl, otaczającego rdzeń reaktora. Sam lit pochłaniałby neutrony spowalniane w tymże płaszczu. Ostatecznie lit przekształcałby się w tryt i hel. Wyzwalana energia ogrzewałaby płaszcz litowy i byłby to punkt startowy do wytwarzania energii użytecznej. Beryl jest natomiast niezbędny dla podtrzymania liczby neutronów w układzie.

11.2.2 Magnetyczne utrzymywanie plazmy Ruchem cząstek naładowanych w plazmie można sterować przy użyciu pola magnetycznego. W układach tworzących zamknięte pułapki magnetyczne, w reaktorach zwanych Tokamakami, grzeje się i gromadzi plazmę (na przykład deuterowo-trytową) o gęstości około 1021 lub mniej cząstek na metr sześcienny. W przeciwnym wypadku plazma natychmiast się schładza i zachodzenie reakcji syntezy staje się niemożliwe. Przy atmosferycznej gęstości cząstek (około 1027 na metr sześcienny) i ich energii termicznej wynoszącej 10 keV, ciśnienie magnetyczne musi przewyższać 108 hPa. Tak wielkiego ciśnienia nie mogą wytrzymać ani cewki pola magnetycznego, ani związana z nimi mechaniczna konstrukcja! Aby zmniejszyć ciśnienie należy obniżyć gęstość cząstek. Ponieważ jednak reakcja syntezy zachodzi, gdy cząstki zderzają się ze sobą, gorącą plazmę trzeba utrzymać przez dość długi okres. Z tego względu, aby zaszła konkretna reakcja syntezy, należy spełnić wspomniane już kryterium Lawsona, podające wartość krytyczną iloczynu gęstości cząstek i czasu ich zgromadzenia w temperaturze zapłonu plazmy. Dla plazmy deuterowo-trytowej ma ono postać

n 0 τ > 3 ⋅ 10 20 m −3 s

(11.5)

Dla plazmy deuterowej i reakcji d-d powyższy iloczyn powinien przekraczać 1022 m-3s. Jak się okazało, najefektywniejszą konfiguracją pola magnetycznego jest konfiguracja toroidalna. Wygląda ona jak pączek amerykański i tworzy zamkniętą "butelkę magnetyczną". Dla zapewnienia stabilności plazmy linie pola magnetycznego powinny układać się na helisie. Taki typ pułapki tworzą układy znane pod nazwą tokamaków, stellaratorów i układów „pinchu” (z samozaciskającym się sznurem plazmy) z odwróconym polem magnetycznym (RFP - od ang. Reversed Field Pinch). W Tokamaku (nazwa pochodzi od ros. toroidalnaja kamiera, magnitnaja katuszka), rys. 11.5, wokół reaktora w kształcie torusa znajduje się szereg cewek pola magnetycznego. Rdzeń transformatora przechodzi przez środek Tokamaka, prąd w plazmie tworzy zaś uzwojenie wtórne. Zmienne pole magnetyczne w rdzeniu transformatora generuje wewnątrz toroidu wirowe pole elektryczne, które przyspiesza jony i elektrony plazmy. Prostopadłe do pola toroidalnego pole magnetyczne (tzw. poloidalne) wytwarzane jest bezpośrednio przez 7

indukowany w plazmie prąd. Prąd ten także ogrzewa plazmę do wymaganej temperatury około 106 K (mamy tu do czynienia z tzw. grzaniem omowym). Z kolei pole magnetyczne wytwarzane przez prąd płynący przez plazmę wywołuje efekt samozaciskania się sznura plazmowego (tzw. pinch effect), skutkujący zwiększeniem gęstości plazmy. Dodatkowe cewki nawinięte na obwodzie torusa wytwarzają pole magnetyczne stabilizujące sznur plazmowy. Opisana konfiguracja pól magnetycznych powoduje, że cząstki w plazmie poruszają się po torach śrubowych wzdłuż osi torusa, nie dotykając ścianek komory. Pomysł Tokamaka pochodzi od fizyków rosyjskich: Andrieja Sacharowa i Igora Tamma (rys. 1.12). Największą wadą tych urządzeń jest fakt, iż zakres możliwych parametrów ich pracy jest silnie ograniczony.

Cewka wewnętrznego pola poloidalnego

Rdzeń transformatora

Dodatkowe cewki stabilizacyjne

Komora próżniowa

Plazma

Cewki pola toroidalnego

Rys. 11.5 Zasada tokamaka z pokazanym sznurem plazmowym (rys. oryg. Forschungszentrum Jülich GmbH)

Pierwszym zbudowanym na świecie tokamakiem był tokamak uruchomiony w Instytucie Energii Atomowej w Moskwie. Na rysunkach 11.6 - 11.8 pokazujemy odpowiednio jeden z najmniejszych na świecie tokamaków: „Novillo” i największy zbudowany dotąd - JET (od ang. Joint European Torus). Rysunki 11.7 i 11.8 pokazują w przejrzysty sposób – przez porównanie z rozmiarami człowieka - gigantyczne rozmiary tego urządzenia.

8

Rys.11.6 Jeden z najmniejszych na świecie tokamak „Novillo”

Podobnie, jak w wypadku reaktorów jądrowych tak i w budowie tokamaków można wyróżnić kilka generacji. I tak, do generacji I zaliczamy układy małe i średnie, które budowano głównie do lat 1970. Kolejna generacja II objęła cztery układy dużej skali, a mianowicie wspomniany już JET oraz TFTR (Tokamak Fusion Test Reactor w USA), JT60 (w Japonii) oraz T15 w b. ZSRR. Warto zwrócić uwagę, że typowe natężenia prądów w tokamaku, to wiele megaamperów.

Rys. 11.7 Schemat JET

9

Rys. 11.8 Wnętrze komory tokamaka JET

Generacja III, to rozpoczęty właśnie projekt ogólnoświatowy budowy tokamaka o nazwie ITER (od ang. International Thermonuclear Experimental Reactor), w której objętość komory będzie dziesięciokrotnie przewyższał komorę w JET, a o rozmiarze całości może świadczyć sylwetka człowieka u dołu rys. 11.9. Po stacji orbitalnej Alfa jest to obecnie najdroższy projekt naukowy realizowany na świecie (ok. 10 miliardów Euro), a uczestniczą w nim Unia Europejska, USA, Rosja, Japonia, Korea Południowa i Chiny. Wyniki uzyskane na instalacji ITER mają posłużyć do zbudowania tokamaka czwartej generacji – DEMO, będącego już przygotowaniem do budowy prototypu pierwszej elektrowni termojądrowej – PROTO.

Rys. 11.9 Schemat reaktora ITER

10

Innym rozwiązaniem technicznym dla utrzymania plazmy jest stellarator, w którym pole magnetyczne wytwarzane jest przez cewki o silnie zdeformowanym (lecz precyzyjnie obliczonym) kształcie. Rys. 11.10 pokazuje kształt takich cewek. Oczywiście pole wytwarzane przez takie cewki prowadzi również do specyficznego kształtu sznura plazmowego. Stellaratory są budowane w kilku krajach. Największy z nich LHD (od ang. Large Helical Device) został zbudowany w Japonii, patrz rys. 11.11.

Rys. 11.10 Wygląd cewek pola magnetycznego stellaratora

Rys. 11.11 Największy na świecie układ stellaratora w Japonii. Z prawej pokazany jest kształt sznura plazmowego w tym stellaratorze

11.2.3 Inercyjne utrzymywanie plazmy

Idea pułapki inercyjnej sprowadza się do przygotowania pastylki z paliwem termonuklearnym, a następnie spowodowania znacznej jej kompresji przez bombardowanie silnymi, dobrze zogniskowanymi, symetrycznymi impulsami światła laserowego lub wiązkami jonów. Powierzchnia pastylki w tych warunkach odparowywuje i tworzy koronę plazmową. Rozszerzająca się plazma tworzy falę uderzeniową biegnącą w kierunku pastylki, co skutkuje implozją pastylki i krótkotrwałym zajściem reakcji syntezy. Schematyczny przebieg całego procesu ilustruje rys. 11.12. Najbardziej zaawansowanym układem, w którym

11

wykorzystuje się ten typ pułapki plazmowej jest NOVA w Lawrence Livermore Laboratory w USA (rys. 11.13). Pokazano tam, że podczas ściskania plazmy można otrzymać gęstości 600 razy większe niż gęstość cieczy D-T (deuterowo-trytowej) i 20 razy większe niż gęstość ołowiu. Niestety raczej niska sprawność laserów nie pozwala na bardzo efektywne wykorzystanie metody utrzymywania inercyjnego.

Rys. 11.12 Przebieg wywołania reakcji syntezy jądrowej z utrzymywaniem inercyjnym

Rys. 11.13 Instalacja NOVA w Lawrence Livermore Laboratory (USA)

12

Rys. 11.14 Wnętrze komory zestawu NOVA do utrzymywania plazmy metodą inercyjną. Średnica komory wynosi 10 m, waga zaś (aluminium), to 450 ton. Jakże przy tym maleńka jest pokazana wyżej kuleczka mieszaniny D+T (pelet), będąca równoważna w mocy wybuchu 50 kg TNT.

Przyjęte rozwiązanie cechuje się kilkoma wadami: • Stosunek energii uzyskanej z syntezy do energii niezbędnej do jej zainicjowania wynosi (dla równomiernie grzanego peletu D+T) około 225. • Niska efektywność laserów i źródeł jonów powoduje konieczność dostarczenia do układu energii co najmniej 104 razy większej. • Zainicjowanie syntezy wymaga energii 100 kJ, co oznacza, że zbudowanie reaktora wymagałoby laserów o mocy kilku megawatów. A już obecna hala laserów (rys. 11.15) wygląda imponująco. • Trudności zagwarantowania odpowiedniej częstości repetycji laserów i wytrzymałości ich okien.

Rys. 11.15 Hala laserowa w układzie NOVA

W Stanach Zjednoczonych w Sandia National Laboratories miast laserów korzysta się z nanosekundowych impulsów promieniowania rentgenowskiego o energii około 1 keV, 13

wysyłanego z tzw. układu Z. Układ ten wykorzystuje opisane przez nas wcześniej zjawisko samozaciskania (pinchu) sznura plazmowego w tokamakach. Odpowiednia technologia pozwala na wyzwalanie impulsów elektrycznych dużej mocy podczas rozładowania baterii kondensatorów. Dzięki połączeniu tych impulsów ze zjawiskiem Z-pinchu i wytwarzanym promieniowaniem rentgenowskim można inicjować reakcje syntezy w kuleczkach z paliwem deuterowo-trytowym. Technika ta ma, jak dotąd, tylko skalę laboratoryjną.

11.3 Jakie perspektywy?

Na rys. 11.16 pokazujemy rozmieszczenie instalacji termojądrowych na świecie. Cadarache we Francji (Prowansja), w której będzie budowany ITER, zaznaczone jest na tej swoistej mapce pośrednio przez wskazanie miejsca instalacji Tora Supra. Jak mówiliśmy, plany rozwoju energetyki termonuklearnej kształtują się, jak na rys. 11.17. Nie jest to droga łatwa pomimo znaczących środków międzynarodowych skierowanych obecnie na jej rozwój. Problemem jest czas utrzymania energii, który rośnie m.in. wraz z objętością urządzenia. Jak się pokazuje, moc grzania plazmy rośnie proporcjonalnie do objętości komory V: Pα = 3nT V/τE , gdzie n oznacza gęstość plazmy, a τE oznacza czas utrzymania energii.

Rys. 11.16 Instalacje termojądrowe na świecie

14

(11.6)

Rys. 11.17 Droga do energetyki termojądrowej widziana w początku XXI wieku

Prototypowy reaktor termojądrowy PROTO ma mieć następujące parametry: • Promień zewnętrzny urządzenia – 17 m • Duży promień torusa – 7 m • Wysokość sznura plazmy – 6 m • Szerokość sznura plazmy – 3.4 m • Objętość plazmy – 760 m3 • Pole magnetyczne – 9 Tesli • Indukowany prąd w plazmie – do 12 MA • Moc rozruchowa – 60 MW • Obciążenie ścianki strumieniem neutronów – ~ 3 MW/m3 • Moc uzyskiwana z syntezy – 3 000 MW (równoważnik dwóch dużych elektrowni jądrowych) Około jeden na 6000 atomów otaczającego nas wodoru (włączając wodór, który mamy w wodzie) jest atomem deuteru. Od lat próbuje się zatem stworzyć jakąś instalację wykorzystującą reakcję syntezy, gdyż ta mogłaby zapewnić dostawę energii nawet przez miliardy lat! Dla porównania: do wyprodukowania energii elektrycznej 1GWrok z reakcji rozszczepienia jądrowego potrzebujemy około 35 ton UO2, natomiast otrzymanie jej z reakcji syntezy wymaga posiadania około 100 kg deuteru oraz 150 kg trytu. Co czyni reakcję syntezy atrakcyjną, to także niemal kompletny brak ubocznych produktów promieniotwórczych, a w szczególności fakt, iż działanie elektrowni opartej na reakcji syntezy nie może powodować powstawania materiałów, których można użyć do produkcji broni jądrowej. W odróżnieniu od reaktorów jądrowych wykorzystujących proces rozszczepienia, ewentualny wybuch instalacji termojądrowej jest z zasady niemożliwy: bowiem zanim wybuch nastąpi plazma musi się rozszerzyć i obniżyć temperaturę, co automatycznie zatrzyma proces syntezy jądrowej. Optymizm związany z „niewyczerpywalnym” źródłem energii należy jednak nieco miarkować6, szczególnie przy porównaniach energetyki termojądrowej z energetyką jądrową. Po pierwsze, do wytworzenia tej samej ilości energii w reaktorze termojądrowym potrzebne 6

Z prezentacji dr M.Rabińskiego w r. 2006

15

jest ponad czterokrotnie więcej neutronów niż w reaktorze jądrowym, a dla podtrzymania bilansu neutronów niezbędnym będzie wykorzystanie berylu, który w reakcji z neutronem dostarcza dwóch cząstek alfa oraz dwóch neutronów, zgodnie z reakcją: 9Be + n > 4He + 4He + n + n

(11.7)

Zwiększona produkcja neutronów może mieć wpływ na własności materiałów konstrukcyjnych całej instalacji. Po drugie, cyrkulacja stopionego litu i berylu w płaszczu reaktora termojądrowego będzie równie złożona jak chłodzenie sodem powielających prędkich reaktorów jądrowych, a sama obecność stopionych soli litu stwarza zagrożenie. Po trzecie, bombardowanie komory neutronami będzie powodowało zniszczenia radiacyjne materiału i wzbudzenie niektórych pierwiastków. Po czwarte, po 15 latach eksploatacji trzeba będzie 30 lat aby poziom promieniowania materiału komory obniżył się poniżej tła naturalnego (analogicznie jak w reaktorach jądrowych). Wreszcie należy też mieć na uwadze, że tryt niezbędny do reakcji syntezy jest β-promieniotwórczy. Ten gaz promieniotwórczy ma dużą zdolność penetracji, łatwo rozpuszcza się w wodzie i może być niebezpieczny jeszcze wiele lat po jego utworzeniu (okres połowicznego zaniku trytu, to 12,3 lat). Dlatego też zwraca się przede wszystkim uwagę na rozwiązanie zagadnień związanych z reakcją deuterdeuter, a nie reakcjami, w których bierze udział tryt. Wszystko to powoduje, że koszt rozwoju energetyki termojądrowej ocenia się na dziesiątki miliardów dolarów i nie jest pewne, czy na ten rodzaj energetyki będzie stać wiele państw. W reaktorach termojądrowych będzie tworzyła się, podobnie jak w reaktorach jądrowych, ogromna ilość promieniowania jonizującego (szczególnie neutronowego). Z tego względu zasadniczą sprawą staje się konstrukcja właściwej osłony biologicznej przed tym promieniowaniem. Należy również bardzo serio brać pod uwagę niebezpieczeństwa związane z układem magnetycznym, wewnątrz którego gromadzi się gigantyczna ilość energii. W roku 1992 powstał komitet o nazwie European Safety and Environmental Assessment of Fusion Power (SEAFP), którego zadaniem jest wypracowanie podstaw konstrukcji elektrowni opartych na reakcji syntezy termojądrowej, zasad ich bezpiecznego użytkowania oraz oceny ich wpływu na środowisko. Zgodnie z ocenami SEAFP, podstawową zaletą instalacji termojądrowych w stosunku do reaktorów jądrowych jest fakt, że nawet w najgorszym scenariuszu uwolnienie materiałów promieniotwórczych do atmosfery nie będzie nigdy tak groźne, żeby zmuszało do ewakuowania pobliskiej ludności. Ponadto, wytwarzane w trakcie pracy elektrowni materiały promieniotwórcze będą się szybko rozpadać i nie wymagają więc specjalnego odizolowywania ich od środowiska. Pozostaje natomiast problem możliwych uwolnień do środowiska promieniotwórczego trytu.

11.4 Broń termojądrowa

Możliwość wyzwalania wielkiej ilości energii w reakcjach syntezy jądrowej nie uszła uwadze specjalistów od broni jądrowej, którzy byli świadomi faktu, że objętości bomb atomowych czy plutonowych, a więc ich możliwa siła niszczenia, są ograniczone. Zwiększając ilość uranu (233 lub 235) lub plutonu-239 nieuchronnie powstaje problem szybkiego połączenia elementarnych mas w masę wielokrotnie przekraczająca masę krytyczną. Istotnie, jeśli takie połączenie nie nastąpi w sposób niemal natychmiastowy, reakcja łańcuchowa zacznie się niezależnie w różnych miejscach, w których została przekroczona masa krytyczna i wprawdzie nastąpi wybuch lecz tylko część materiału rozszczepialnego zostanie wykorzystana. W tej sytuacji zdano sobie sprawę, że zaprzęgnięcie reakcji syntezy jądrowej

16

do machiny wojennej stwarza możliwość tworzenia bomb, których rozmiary będą tylko limitowane przez możliwości uniknięcia skutków wybuchu przez stronę zrzucającą taką bombę. Jeśli tak, to podstawowymi problemami stają się wytworzenie odpowiednio wysokiej temperatury i utrzymanie jej przez czas niezbędny do wywołania reakcji syntezy wszystkich jąder przewidzianych do produkcji. Z naturalnych względów chodzi o syntezę najlżejszych jąder, gdyż dla wytworzenia cięższych wymagane jest pokonywanie wyższych barier kulombowskich, a więc i wyższych temperatur. Stąd też naturalnymi kandydatami do wywołania syntezy stają się izotopy wodoru. Ponieważ mamy trzy takie izotopy istnieje sześć możliwych do rozważenia reakcji, a mianowicie: p + p, p + d, p + t, d + d, d + t i t + t, gdzie p, d i t oznaczają odpowiednio proton, deuteron i tryton. Jak się okazuje, pierwsze trzy reakcje przebiegają stosunkowo wolno, w czasach nie krótszych niż kilka setnych sekundy, a utrzymanie wysokiej temperatury w takim czasie jest trudne. Reakcja d+d przebiega szybciej – w czasie rzędu 10-5 s, dwie ostatnie reakcje zaś przebiegają w czasie jeszcze o rząd wielkości krótszym. Dla zbudowania bomby opartej na reakcji syntezy, zwanej bombą wodorową, potrzeba więc deuteru i trytu. O ile zdobycie tego pierwszego nie jest szczególnie trudne, gdyż w każdym kilogramie wody znajdujemy, jak już wspominaliśmy, 1/30 g deuteru, tryt, mimo jego stałej obecności w atmosferze7, trzeba wytworzyć. Z deuterem też nie jest tak zupełnie lekko, gdyż dla uzyskania odpowiednio wysokiej gęstości należałoby go skroplić. Z kolei trudno sobie wyobrazić urządzenia kriogeniczne zamontowane w bombie. Na szczęście mamy deuterek litu (LiD), który jest ciałem stałym. W wyniku reakcji neutronów z 6Li tworzy się tryt i 4He. To z kolei nasuwa pomysł, aby wykorzystać „klasyczną” bombę atomową jako źródło neutronów, które z kolei tworzyłyby tryt w reakcji z 6Li, a ten wraz z deuterem mógłby być wykorzystany do reakcji syntezy jądrowej. Aby ocenić potrzebną masę produktów wyjściowych zauważmy, że z 1 kg 235U możemy otrzymać (przy całkowitym rozszczepieniu!) około 3,7⋅1024 neutronów (liczba ta wzrasta do ok. 4,8⋅1024 w wypadku rozszczepienia 1 kg 239Pu). W wypadku 1 kg związku 6LiD mamy 75⋅1024 atomów litu i tyleż deuteru. Jeśli wszystkie izotopy litu miałyby być przekształcone na tryt i hel, potrzebowalibyśmy rozszczepić(75/3,7), a więc ok. 20 kg 235U lub (75/4,8), tj. ok. 16 kg 239Pu. W istocie rzeczy potrzebujemy znacznie mniej, gdyż neutrony tworzone są także w trakcie reakcji deuteronu z trytonem oraz trytonu z trytonem: d + d → 4He + n t + t → 4He + 2n Wynika stąd, że każdy zużyty do syntezy tryton produkuje jeden neutron, a to oznacza, że liczba neutronów w układzie nie zmienia się, gdyż każdy neutron produkuje tryton, a z każdego trytonu pojawia się w wyniku reakcji syntezy jeden neutron. Oznacza to, że przemianie ulegnie cały 6Li, jaki mielibyśmy do dyspozycji. Produktem końcowym, „popiołem” pozostanie 4He oraz początkowa liczba neutronów. Ponieważ neutrony rozszczepieniowe są neutronami prędkimi, a takie uzyskujemy też w trakcie syntezy, możemy je wykorzystać do rozwinięcia reakcji łańcuchowej w 238U. Można Tryt w atmosferze tworzy się w reakcji protonów z atomami azotu. Pomimo faktu, że tryt jest nietrwały i rozpada się z okresem połowicznego zaniku rzędu 12 lat, jest on stale uzupełniany dzięki ww. reakcji. W sumie jest go jednak niewiele, rzędu 1 kg w całej atmosferze ziemskiej.

7

17

więc zbudować bombę o następującym schemacie logicznym: bomba atomowa (uranowa lub plutonowa), wykorzystywana w charakterze detonatora, otoczona jest płaszczem z 6LiD, ten zaś płaszczem z uranu. W rezultacie istnienia płaszcza uranowego zostanie znakomicie zwiększony strumień wysokoenergetycznych neutronów powstających w wybuchu. Bomba pracująca na takiej zasadzie będzie miała wielką siłę rażenia i spowoduje silne skażenie terenu promieniotwórczymi fragmentami rozszczepienia. Powyższy, prosty z pozoru pomysł na zbudowanie bomby wodorowej w praktyce nie jest łatwy. Techniczne rozwiązanie znane jest – od nazwisk pomysłodawców, patrz rys. 11.18 – konfiguracją Tellera – Ulama. Konfiguracja Tellera-Ulama, zwana też dwustopniową implozją radiacyjną (ang. - staged radiation implosion) nie jest jedynym możliwym schematem technicznym bomby wodorowej, jest jednak schematem najpowszechniej stosowanym. Korzysta on z reakcji deuteru z trytem8. Punktem wyjściowym jest stwierdzenie faktu, że w wysokich temperaturach podczas wybuchu konwencjonalnej bomby atomowej większość pojawiającej się energii (ok. 80%) to energia miękkiego promieniowania rentgenowskiego, a nie energia kinetyczna. Ta energia (ciśnienie) promieniowania może być użyta do ściśnięcia i zapłonu (w drugim stopniu) paliwa dla syntezy wcześniej niż rozszerzający się zapalnik (bomba atomowa) w sposób wybuchowy przerwie proces. Na rysunku 11.19 pokazujemy schemat Tellera-Ulama9.

Rys. 11.18 Edward Teller (zdjęcie z 1958 r.) i Stanisław Ulam (zdjęcie z 1950 r.)

Bomba ma w przybliżeniu kształt cylindryczny. Na jednym jej końcu jest zapalnik (pierwszy człon bomby). Paliwo termojądrowe (6LiD) ma kształt cylindra lub elipsoidy wewnątrz popychacza – warstwy bardzo gęstego materiału („płaszcza” z uranu lub wolframu). Wewnątrz znajduje się pręt o średnicy ok. 2-3 cm wykonany z 239Pu lub 235U. Wnętrze całości wyłożone jest pianką lub plastikiem. Pierwszy człon jest oddzielony od ładunku paliwowego grubą warstwą gęstego materiału, a więc znów uranu lub wolframu.

8

reakcja deuteru z deuterem była wykorzystana przynajmniej raz w pierwszym teście, w którym wykorzystano reakcję syntezy jądrowej - Ivy Mike 1 listopada 1952 r. na atolu Enewetak 9 Rysunki 11.19 i 11.20 wzięte ze stron Wikipedii Commons

18

Rys. 11.19 Konfiguracja TelleraUlama. A – oznacza pierwszy, a B – drugi człon bomby. 1 – soczewki materiału detonatora, 2 – płaszcz z 238 U, 3 – pustka, 4 – tryt gazowy w wydrążonym rdzeniu z 239Pu/238U, 5 – pianka polistyrenowa, 6 – płaszcz z 238 U (popychacz), 7 – 6LiD, 8 – pluton (zapalnik), 9 – Kadłub bomby

Rys. 11.20 pokazuje schemat wybuchu bomby wodorowej działającej w oparciu o mechanizm Tellera-Ulama, a przynajmniej jedno z możliwych wyjaśnień tego mechanizmu. Podczas eksplozji pierwszego członu, promieniowanie X wypełnia całe wnętrze układu, stanowiące coś w rodzaju kanału dla promieniowania10. Materiał pianki, a więc pewna mieszanina węgla i wodoru, zostaje całkowicie zjonizowany (staje się gorącą plazmą wywierającą ciśnienie na popychacz w drugim członie) i przezroczysty dla promieniowania rentgenowskiego. Wnętrze bomby i zewnętrzna warstwa ładunku paliwowego (drugi człon bomby) nagrzewa się do wysokiej temperatury. Ściskany z obu stron deuterek litu poddawany jest silnej kompresji i nagrzewa się do wysokiej temperatury pozwalającej na zapłon - rozpoczęcie reakcji syntezy. W trakcie tych reakcji powstaje duży strumień neutronów, który z kolei naświetla popychacz z 238U, w tym zaś zainicjowywane są reakcje rozszczepienia wnoszące ostatecznie około połowę całkowitej energii wybuchu. Istnieje nie jedna teoria mechanizmu Tellera-Ulama. Na pewno wersja przedstawiona na rys. 11.21 jest równie sensowna, jak opisana wyżej. Według tej koncepcji, najistotniejszym jest mechanizm ablacji popychacza. Tu także mówi się o pięciu etapach działania bomby. Te etapy opisujemy kolejno w tekście pod rysunkiem.

10

Jeśli w pierwszym stopniu znajdzie się trochę trytu gazowego, jak na rys. 11.19, gaz zostanie sprężony podczas eksplozji i zacznie w nim zachodzić reakcja syntezy. Neutrony, które powstaną w tych reakcjach będą inicjowały z kolei reakcje rozszczepienia w 239Pu lub 235U, znajdującym się w pierwszym stopniu bomby. Wykorzystanie paliwa termojądrowego dla podwyższenia wydajności reakcji rozszczepienia nosi angielską nazwę boosting. Bez wprowadzenia tego mechanizmu znaczna część paliwa rozszczepialnego nie zostaje wykorzystana dla wybuchu.

19

1. Bomba przed wybuchem

2.Zapalniki w pierwszym stopniu uruchamiają ściskanie plutonowego rdzenia, który staje się nadkrytyczny

3. Rozszczepienie wywołuje emisję promieniowania X, które naświetla piankę polistyrenową

4. Pianka polistyrenowa staje się plazmą, która ściska drugi stopień i powoduje zapłon Pu reakcje rozszczepienia

5. W ściśniętym i rozgrzanym 6LiD zaczyna się synteza. Strumień neutronów inicjuje reakcje rozszczepienia w osłonie. Pojawia się kula ognia.

Rys. 11.20 Uproszczona sekwencja wybuchu bomby wodorowej

Rys. 11.21 Inna możliwa sekwencja zjawisk w mechanizmie Tellera-Ulama. Poszczególne fazy działania (1-5) opisane są w tekście.

Na powyższym rysunku widzimy kolejne etapy działania bomby. 1 – bomba przed wybuchem. 2 – Materiał wybuchowy w pierwszym członie bomby zostaje zdetonowany i powoduje wgniecenie materiału rozszczepialnego w pierwszym członie do wydrążonego otworu (pustki). 3 – Reakcja rozszczepienia w pierwszym członie dobiegła końca. W członie tym panuje temperatura kilku milionów stopni i wysyła on wysokoenergetyczne promieniowanie rentgenowskie ogrzewające wnętrze bomby (kanału radiacyjnego). Osłona uranowa (lub wolframowa) pomiędzy dwoma członami układu nie pozwala na przedwczesne 20

rozgrzanie się paliwa plazmowego. 4 – Materiał pierwszego członu wybucha i ulega rozszerzeniu, a silnie rozgrzana powierzchnia płaszcza z uranu (wolframu) powoduje rozszerzanie się materiału i jego ablację, ten proces zaś wyzwala przyspieszoną implozję. By była ona rozłożona równomiernie w całej objętości, wewnątrz muszą panować warunki równowagi termodynamicznej. Proces ablacji powoduje powstanie fali uderzeniowej (implozji) rozchodzącej się do wnętrza ładunku w drugim członie bomby. Z kolei ciśnienie wewnątrz plazmy wodorowo-węglowej powoduje cylindryczną (lub sferyczną) implozję kapsuły z paliwem plazmowym. W geometrii cylindrycznej kapsuła zostaje ściśnięta do 1/30 swej oryginalnej średnicy (do 1/10 w wypadku sferycznym), co prowadzi do ponad 1000. krotnego wzrostu gęstości. W istocie rzeczy siłę wybuchu regularnej bomby atomowej wykorzystuje się do ściśnięcia kilku kilogramów paliwa. To, co jednak się dzieje, to przede wszystkim silne grzanie rdzenia (zapalnika) przez falę uderzeniową, gęstość materiału rozszczepialnego wzrasta zaś tylko około czterokrotnie. To jednakże wystarczy aby rdzeń stał się nadkrytyczny. W tym momencie zaczyna się również gwałtowna produkcja neutronów, podczas gdy reszta kapsuły podlega wciąż implozji i działa jak odpowiednik świecy zapłonowej w układzie zapłonowym samochodu. 5 – Proces ten powoduje z kolei podniesienie temperatury paliwa plazmowego (termojądrowego) do poziomu wystarczającego do rozpoczęcia reakcji syntezy jądrowej. Samopodtrzymująca się reakcja syntezy rozszerza się na zewnątrz, podczas gdy masywne otoczenie deuterku litu powstrzymuje generację ciepła na zewnątrz, co prowadzi do wzrostu temperatury (nawet do ok. 300 milionów K). Oczywiście w miarę wzrostu temperatury reakcje syntezy ulegają przyspieszeniu. W sumie reakcja ta zajmuje czas 20-40 nanosekund, gdyż później rozszerzający się układ powoduje zmniejszenie się gęstości i zanik reakcji. Imponująca jest moc wybuchu kapsuły. W największej dotychczas eksplozji wyemitowana energia sięgnęła 50 Mt TNT, tj. 2,1⋅1017 J, co oznacza moc ok. 5,3⋅1024 W. To więcej niż 1% całkowitej mocy promieniowania Słońca (4,3⋅1026 W)! Jeśli lit w LiD nie jest wyłącznie11 izotopem 6Li, w reakcji trytu z 7Li tworzą się neutrony o energiach 2,45 MeV i 14,1 MeV, które indukują dodatkowe reakcje rozszczepienia w płaszczu uranowym (jeśli jest), a te mogą wnieść nawet do 85% całkowitej energii wybuchu (mówimy tu o bombach typu „rozszczepienie- synteza – rozszczepienie”). Liczba stopni w bombach tego typu może być większa niż dwa, gdyż eksplozja drugiego stopnia może służyć jako zapalnik dla jeszcze większego trzeciego stopnia itd. Wspomniane 50 Mt zostało osiągnięte podczas wybuchu bomby trzystopniowej. Analogiem bomby wodorowej, tyle że w mniejszej skali, jest bomba neutronowa, uznawana przez niektórych za broń wręcz szlachetną, humanitarną. Za ojca tej bomby uważany jest Samuel Cohen, który już w 1958 r. przekonywał, że gdyby z bomby wodorowej usunąć uranową osłonę, a więc pozbawić tę bombę części rozszczepieniowej, to neutrony z syntezy jądrowej, mające z natury daleki zasięg, mogłyby niemal swobodnie przenikać nawet przez pancerze czołgów lub kilkumetrowe obwałowania ziemne. Wyzwalane w wybuchu wielkie strumienie neutronów stanowią śmiertelne zagrożenie dla życia, jednak ze względu na pochłanianie neutronów w atmosferze zasięg działania takiej bomby ogranicza się do kilkuset metrów. Z tego względu jest to raczej broń taktyczna, którą można wykorzystać np. przeciw załogom pojazdów opancerzonych (czołgów). Wybuch takiej bomby nie powoduje niszczenia budowli i infrastruktury miejskiej (np. wodociągów), a także poziom skażeń promieniotwórczych jest nieporównanie mniejszy, gdyż skażenia te 11

Jak się później okazało, można skonstruować bombę zawierającą naturalny lit

21

ograniczone są co najwyżej do rozproszenia zaaktywowanych materiałów bomby. Właśnie z tego powodu bombę neutronową uznaje się za „czystą” i „humanitarną”. W zasadzie podział energii wybuchu jest następujący: 50% energii związanej jest z promieniowaniem jądrowym (neutrony, promieniowanie gamma), 30% z podmuchem oraz 20% z promieniowaniem cieplnym. Dla porównania przypomnijmy, że w wybuchu klasycznej bomby atomowej ok. 50% wyzwolonej energii, to energia podmuchu, 35% - promieniowania cieplnego i tylko 15% - promieniowania jądrowego. Zoptymalizowanie techniki wybuchu bomb neutronowych spowodowało, że można wyprodukować je o rozmiarach porównywalnych z rozmiarami piłki bejsbolowej. Takie bomby można więc łatwo przenosić przy użyciu małych rakiet, mogą także być wystrzeliwane z dział artyleryjskich. Ich moc wybuchu jest ograniczona na ogół do kilku kiloton TNT. Przedstawione niżej rysunki satyryczne dotyczące bomby neutronowej śmieszą, ale i zatrważają. W konstrukcji najwymyślniejszych rodzajów broni biorą udział znakomici fizycy i technicy, którzy znajdują tysiące argumentów usprawiedliwiających ich zaangażowanie w produkcji narzędzi służących do zabijania ludzi. Dzieje się tak w czasie pokoju, kiedy to nie można posługiwać się np. argumentem o konieczności szybkiego wyeliminowania agresora. Mówienie o humanitaryzmie jakiejkolwiek broni jest bardzo poważnym nadużyciem. Mam wielką nadzieję, że żaden z moich studentów nigdy nie odda swego talentu na rzecz rozwoju najbardziej niehumanitarnego przemysłu, jakim jest przemysł zbrojeniowy.

Czy uważasz, że bomba neutronowa jest bardziej humanitarna?

Horst Heitzinger, Nordwest Zeitung

22

Wydaje mi się, że to była bomba neutronowa

23

ROZDZIAŁ XII. PODSTAWOWE WIELKOŚCI DOZYMETRYCZNE. OPIS ILOŚCIOWY PROCESOW JONIZACJI 12.1 Aktywność źródeł promieniotwórczych Pracując ze źródłami promieniotwórczymi musimy ustalić sposób ich charakteryzacji. Dotyczy ona izotopu lub izotopów, które zawiera źródło promieniowania, aktywności źródła, okresu połowicznego zaniku i rodzaju promieniowania wysyłanego przez źródło. Dane te są niezbędne do oceny skutków działania promieniowania na organizmy, w tym przede wszystkim na człowieka. Zdefiniujemy niżej te pojęcia, gdyż bez ich znajomości trudno się poruszać w świecie promieniotwórczości. Aktywność źródła Aktywnością nazywamy liczbę rozpadów promieniotwórczych w źródle, zachodzących w jednostce czasu. Jednostką aktywności jest bekerel (od Henri Becquerela, patrz rozdz. I): 1 Bq = 1 rozpad/s Jednostka historyczna – kiur jest 10 rzędów wielkości większa: 1 Ci = 3,70⋅1010 Bq = 37 GBq

Aktywność właściwa Jest to aktywność jednostki masy, objętości lub powierzchni emitujących promieniowanie. 1 Ci jest w przybliżeniu aktywnością właściwą radu (ściśle wynosi ona 36,6 GBq/g).

12.2 Zanik promieniotwórczy Jeśli w chwili początkowej t=0 liczba jąder promieniotwórczych wynosiła N0, to po czasie t wynosi ona: N = N0e-λt,

(12.1)

gdzie λ jest stałą rozpadu, związaną z okresem połowicznego zaniku (T1/2) relacją:

λ= Z definicji aktywności wynika, że

1

ln 2 T1 2

(12.2)

A=−

dN = A 0 e − λt dt

(12.3)

W ciele człowieka każda substancja ma charakterystyczny, biologiczny czas połówkowy związany z wydalaniem. Jeśli więc w chwili zero podamy człowiekowi specyfik w ilości M0, po czasie t będzie go

M = M 0 e − λ Bio t

(12.4)

Zdarza się także, że wydalanie substancji zachodzi wg bardziej złożonej formuły:

(

)

M = M 0 A1e − λ bio t + A 2 e − λ bio + ... (1 )

( 2)

(12.5)

W analizie skutków skażeń promieniotwórczych i wchłonięć substancji promieniotwórczych do organizmu interesuje nas zarówno tempo zaniku aktywności substancji promieniotwórczej, jak i tempo jej wydalania. Istotnym parametrem staje się wtedy efektywna stała zaniku: λeff = λ + λBio

(12.6)

Odpowiedni efektywny czas połowicznego zaniku: (12.7)

1 1 1 = + T12 (eff ) T12 T12 (Bio)

Przy bardziej złożonych zależnościach opisujących wydalanie substancji otrzymamy także bardziej złożone zależności na czasy efektywne, z reguły różne dla różnych narządów lub zespołów biologicznych. Przykład 1: Biologiczny czas połowicznego zaniku jodu w tarczycy wynosi 64 dni. Czas połowicznego zaniku izotopu 131I wynosi 8 dni. Efektywny czas połówkowy wynosi więc ok. 7,1 dnia. Przykład 2: 133Xe używany jest w badaniach płuc, gdzie jego biologiczny czas połówkowy wynosi 0,35 min. Dla rozpadu promieniotwórczego czas ten wynosi 5,3 dnia. Tu efektywny czas połówkowy równy jest, z dobrym przybliżeniem, biologicznemu czasowi zaniku.

12.3 Dawka Dawka ekspozycyjna, to ładunek jonów wytworzonych przez fotony w jednostce masy napromienionej substancji:

X= Jednostką dawki ekspozycyjnej jest 1 C/kg. 2

Q m

(12.8)

Jednostką historyczną dawki ekspozycyjnej jest rentgen (1 R), czyli dawka od fotonów, wytwarzająca w 1cm3 powietrza w warunkach normalnych (0,001293 g) 1 jednostkę elektrostatyczną jonów każdego znaku. 1 R = 2,58⋅10-4 C/kg powietrza

(12.9)

Średnia dawka pochłonięta D, to energia promieniowania zdeponowana w jednostce masy napromienionej substancji:

D=

E m

(12.10)

Jednostką dawki pochłoniętej jest grej: 1 Gy = 1 J/kg

(12.11)

Jednostką historyczną tej dawki jest rad: 1 rad=100 erg/g = 0,01 Gy

(12.12)

1 R jest równoważny 0,00876 Gy.

12.4 Kerma (Kinetic Energy Released in Unit Mass) Kerma jest to iloraz sumy początkowych energii kinetycznej cząstek naładowanych, wytworzonych w elemencie materii przez promieniowanie jonizujące pośrednio (a więc np. fotony i neutrony), i masy tego elementu

K=

dEkin dm

(12.13)

Jednostką kermy jest grej (Gy).

12.5 Dawka równoważna (równoważnik dawki)

Aby uwzględnić biologiczną skuteczność dawki, wprowadza się pojęcie dawki równoważnej. Z definicji jest to dawka pochłonięta (D) pomnożona przez pewien współczynnik wR biologicznej efektywności promieniowania: H = wRD

(12.14)

3

Choć współczynnik ten nie jest mianowany, nazwa jednostki zmienia się z greja na siwert (Sv) – od nazwiska uczonego szwedzkiego Rolfa Sieverta. Współczynniki wR dla promieniowania różnego rodzaju podaje Tabela 12.1.

Tabela 12.1 Współczynniki jakości promieniowania dla promieniowania różnego rodzaju

Rodzaj i zakres energii promieniowania Fotony gamma o dowolnej energii Elektrony i miony o dowolnej energii Neutrony o energiach: < 10 keV 10 – 100 keV 0,1 – 2 MeV 2 – 20 MeV > 20 MeV Protony o energii > 2 MeV (bez protonów odrzutu) Cząstki α, ciężkie jony, fragmenty rozszczepienia

wR 1 1 5 10 20 10 5 5 20

Rys.12.1 Rozkład dawki w funkcji głębokości wnikania cząstek o różnych energiach w wodę1 1

M.Waligórski, J.Lesiak, w Fizyczne metody diagnostyki medycznej i terapii, PWN, Warszawa (2000), 185

4

Na rys. 12.1 pokazujemy rozkład dawki (w jednostkach względnych) w funkcji głębokości wnikania cząstki do wody. Wykres ten jest interesujący, gdyż nasze ciało składa się w większości z cząsteczek wody. Pokazuje on w szczególności, że dla cząstek ciężkich (hadronów; tu protony o energii 200 MeV) maksimum dawki pojawia się pod koniec zasięgu cząstki w materii. Obserwowane maksimum nosi nazwę piku Bragga i ta własność rozkładu dawki jest dziś intensywnie wykorzystywana w tzw. terapii hadronowej. 12.6 Dawka skuteczna

Radioczułość poszczególnych tkanek i narządów jest różna, w związku z czym wprowadza się także pewien współczynnik wT, który pokazuje względną radioczułość narządów, tj. część dawki równoważnej, którą naświetlono całe ciało. Dawkę skuteczną (efektywną) obliczamy wtedy jako E = ΣwTHT ,

(12.15)

gdzie HT jest dawką równoważną otrzymaną przez organ (narząd). Z definicji ΣwT = 1

(12.16)

Rys. 12.2 podaje względne (w procentach) czynniki wagowe wT dla poszczególnych narządów. Te i pozostałe współczynniki można znaleźć w Tabeli 12.2.

Tabela 12.2 Współczynniki wagowe wT dla poszczególnych narządów

Narząd lub tkanka Gruczoły płciowe (gonady) Czerwony szpik kostny Jelito grube Płuca Żołądek Pęcherz moczowy Gruczoły sutkowe Wątroba Przełyk Tarczyca Skóra Powierzchnia kości Pozostałe Całe ciało

5

wT 0,20 0,12 0,12 0,12 0,12 0,05 0,05 0,05 0,05 0,05 0,01 0,01 0,05 1,00

Rys. 12.2 Radioczułość poszczególnych narządów: współczynniki wagowe wT (w procentach)

12.7 Moc dawki

Z punktu widzenia działania promieniowania na organizmy nie tylko ważna jest znajomość dawki. Istotną rzeczą jest także wiedza o czasie, w którym dawka była deponowana w organizmie. Dlatego też w ochronie radiologicznej i medycynie ważną wielkością jest tzw. moc dawki, tj. dawka pochłoniętą w jednostce czasu: & = dD D dt

(12.17)

6

Jednostkami mocy dawki mogą być: 1 Gy/rok, 1 mGy/h itp. W odległości r od źródła punktowego gamma o aktywności A na powierzchnię S pada w ciągu jednej sekundy AS/4πr2 fotonów. W warstwie o grubości dr, a zatem w objętości Sdr, pochłaniana energia wynosi

S

r

dr

(AS/4πr2)Eγµdr ,

(12.18)

gdzie µ jest liniowym współczynnikiem absorpcji, a Eγenergią fotonów. Moc dawki (liczona w Gy/s) wynosi więc

(AS/4πr2)Eγµdr/Sdrρ=(A/4πr2)Eγ(µ/ρ)

(12.19)

Moc dawki jest więc proporcjonalna do masowego współczynnika absorpcji (µ/ρ). Po odrobinie przekształceń algebraicznych otrzymamy: 2 & [Gy / h ] = 4,589 ⋅ 10 −9 A[kBq] E [MeV] µ ⎡ cm ⎤ D γ γ ⎢ ⎥ ρ⎣ g ⎦ (r[m]) 2

(12.20)

12.8 Ilość materiału promieniotwórczego dN = λN 0 e − λt = λN mówi o liczbie rozpadów dt zachodzących w jednostce czasu w danej próbce. Nie jest ona tożsama z ilością materiału promieniotwórczego w próbce, tj. liczbą N jąder promieniotwórczych w próbce. W przybliżeniu,

Wprowadzona wcześniej aktywność A = −

N (t ) = 1.44 A(t )T12

(12.21)

Tak więc, przy odpowiednio krótszym okresie połowicznego zaniku, mała ilość materiału promieniotwórczego może mieć taką samą aktywność, jak duża. Aktywność skumulowana: Przez aktywność skumulowaną rozumiemy początkową ilość materiału promieniotwórczego

N = 1.44 A0T12

(12.22)

Dla danej ilości materiału radionuklid o krótkim okresie rozpadu daje większą aktywność.

7

12.9 Równowaga promieniotwórcza

Jaka jest relacja pomiędzy aktywnością, ilością materiału promieniotwórczego i czasem w trakcie tworzenia materiału promieniotwórczego? Pytanie takie jest w pełni zasadne, gdyż materiał promieniotwórczy tworzy się, ale w tym samym czasie także się rozpada. W miarę upływu czasu aktywność rośnie, ale też tempo ubywania materiału rośnie. Po pewnym czasie następuje równowaga: tyle samo materiału przybywa, ile ubywa. dN = −λ N + Q( t ) , dt

(12.23)

gdzie Q(t) oznacza tempo produkcji izotopu. Stąd

N (t ) = N 0 e

− λt

t

+ ∫ dt ' Q(t ' )e −λ (t −t ')

(12.24)

0

Jeśli Q=Q0=const:

N (t ) = N 0 e −λt +

Q0

λ

[1 − e ] − λt

(12.25)

Gdy tworzącym się materiałem promieniotwórczym są jądra pochodne (w języku angielskim są one nazywane daughter nuclei) wyjściowego materiału promieniotwórczego, zależność aktywności od czasu będzie funkcją obu okresów połowicznego zaniku: jąder macierzystych i 90 pochodnych. Np. 90 38 Sr rozpada się (okres połowicznego zaniku 29,1 lat) do 39 Y , ten zaś do

stabilnego 90 40 Zn z półokresem 64 h. Równania określające więc całość procesu będą następujące:

dN 1 = −λ1 N 1 (t ) dt dN 2 = −λ 2 N 2 (t ) + λ1 N 1 (t ) dt dN 3 = λ 2 N 2 (t ) dt

gdzie N1 oznacza liczbę jąder strontu, N2 – itru, a N3 – cynku. A zatem:

8

(12.26)

N 1 (t ) = N 1 (0)e − λ1t N 2 (t ) = N 2 (0)e −λ2t +

λ1 N 1 (0) −λ t [e − e −λ t ] λ 2 − λ1 1

[

]

N 3 (t ) = N 3 (0) + N 2 (0) 1 − e −λ2t +

(12.27)

2

[

N 1 (0) λ 2 (1 − e −λ1t ) − λ1 (1 − e −λ2t ) λ 2 − λ1

]

Jeśli jądro pochodne rozpada się szybciej niż macierzyste, to asymptotyczna aktywność (zakładamy A2(0) = 0)

A2 (t ) → A1 (0)

λ1 λ2 − λ1

e −λ1t

(12.28)

Zatem: aktywność jądra pochodnego dyktowana jest przez tempo rozpadu jądra macierzystego. Tę sytuację nazywamy równowagą przejściową (ang. transient equilibrium). W granicznym przypadku λ1<< λ2 aktywność materiału pochodnego (tj. λ2N2) zbliża się do aktywności materiału macierzystego (λ1N1). Mówimy wtedy o równowadze wiekowej (ang. secular equilibrium). Jeśli jądro pochodne rozpada się wolniej, w granicy długich czasów i przy założeniu, że A2(0) = 0,

A2 (t ) ≅ A1 (0)

λ2 λ1 − λ 2

e − λ2 t ,

(12.29)

tj. materiał pochodny rozpada się zgodnie ze swym charakterystycznym tempem. Przykład: Jaki jest potrzebny czas, aby w źródle z początkowo czystego 90Sr otrzymać 90Y o aktywności wynoszącej 95% aktywności jąder strontu? Dane: T1/2(90Sr)=29,12 lat; T1/2(90Y)=64 h; A2(0)=0 Poszukujemy czasu, po którym [A1(t)-A2(t)]/A1(t)=0,05.

λ2 A1 (t ) − A2 (t ) = 1− 1 − e −( λ2 −λ1 ) t , λ 2 − λ1 A1 (t )

[

]

(12.30)

Skąd t≈

ln 0.05

λ2

= 11,52 dnia

9

(12.31)

12.1 Jonizacja ośrodków – opis ilościowy 12.1.1 Przechodzenie promieniowania gamma przez materię

Promieniowanie gamma oddziałuje z materią na trzy sposoby. Są to: efekt fotoelektryczny, efekt Comptona i tworzenie par elektron-pozyton. Jak mówiliśmy, przy przechodzeniu fotonów przez materię należy uwzględniać trzy mechanizmy oddziaływania, a mianowicie: efekt fotoelektryczny, efekt Comptona i zjawisko tworzenia par elektron-pozyton. Prawdopodobieństwo zajścia tych zjawisk zależy od energii fotonu i liczby atomowej ośrodka. Poniżej podajemy wzory na przekroje czynne związane z tymi zjawiskami. Zjawisko fotoelektryczne:

σ f = CZ n / E 3γ,5 ,

(12.1)

gdzie n = 4-5 w zależności od energii fotonu Zjawisko Comptona:

elektron E

Rys. 12.3 Kinematyka rozpraszania komptonowskiego fotonu o energii początkowej E na elektronie. W wyniku rozproszenia foton przekazuje część swej energii fotonowi, a sam rozprasza się z energią E’ – wzór (12.2)

Θ

E’

E' =

⎛ ⎞ dσ 1 ⎟⎟ = Zr02 ⎜⎜ dΩ ⎝ 1 + α (1 − cos θ) ⎠

2

E E 1+ (1 − cos θ) moc2

(12.2)

⎤ ⎛ 1 + cos 2 θ ⎞ ⎡ α 2 (1 − cos θ) 2 ⎟⎟ ⎢1 + ⎜⎜ ⎥ 2 2 ⎠ ⎣ (1 + cos θ)[1 + α (1 − cos θ)] ⎦ ⎝

gdzie α = E/m0c2, a r0 - klasyczny promień elektronu.

10

(12.3)

Całkowity przekrój czynny [cm2/elektron] na rozpraszanie:

⎛ e2 σ C = 2π⎜⎜ 2 ⎝ m0c

2

⎞ ⎧1 + α ⎡ 2(1 + α) ln(1 + 2α) ⎤ ln(1 + 2α) 1 + 3α ⎫ ⎟⎟ ⎨ 2 ⎢ − − + ⎬ ⎥⎦ 2α α (1 + 2α) 2 ⎭ ⎠ ⎩ α ⎣ 1 + 2α

(12.4)

Przekrój czynny na absorpcję związaną z rozpraszaniem comptonowskim wynosi:

σ

(a ) C

⎛ e2 = 2 π ⎜⎜ ⎝ m 0c

2

⎞ ⎟ ⎟ ⎠

2

×

⎧ 2 (1 + α ) 2 1 + 3α − ⎨( 2 (1 + 2 α ) ⎩ α (1 + 2 α )

2

−

( 1 + α )( 2 α 2 − 2 α − 1 ) 4α 2 − 2 2 3 (1 + 2 α ) α (1 + 2 α )

3

1 1 ⎡ (1 + α ) − ⎢ − + 3 2α 2α ⎣

3

⎤ ⎥ ln( 1 + 2 α ⎦

(12.5) Przekrój czynny na utworzenie pary elektron-pozyton [cm2/atom]: 2

σP =

1 ⎛ e2 ⎞ 2 ⎜ ⎟ Z f (hν ) , 137 ⎜⎝ m0 c 2 ⎟⎠

(12.6)

gdzie f(hν) rośnie najpierw logarytmicznie, a dla dużych energii przechodzi w wartość stałą:

f=

28 183 2 ln 1 − 9 Z 3 27

(12.7)

12.1.2 Jonizacja ośrodka przez elektrony

Cząstki alfa, protony czy elektrony na swojej drodze w materii napotykają jądra i elektrony i zderzają się z nimi. W wyniku zderzeń przekazują część lub całość swej energii do obiektu, z którym się zderzają. W trakcie zderzeń cząstka padająca może zmienić kierunek - mówimy wtedy o rozpraszaniu. Szczególnie prawdziwe jest to dla elektronów, które na swojej drodze przez materię potrafią zmienić wielokrotnie kierunek, tracąc w trakcie kolejnych zderzeń część swej energii (rys.12.3). Całkowita utrata energii jest równoznaczna z zatrzymaniem się cząstki. Biorąc pod uwagę możliwość drogi zygzakowatej, przez zasięg nie będziemy rozumieli długości całej przebytej drogi, ale tylko dystans liczony wzdłuż początkowego kierunku padania cząstki. Szczególnie interesującym nas procesem jest wybijanie elektronów z atomów, tj. jonizacja ośrodka. Należy przy tym mieć na uwadze, że elektron wybity z atomu może mieć energię wystarczającą do jonizowania innych atomów na swej drodze. Elektrony takie, dla odróżnienia od elektronów z wiązki padającej, nazywamy elektronami δ. Pełnią one bardzo istotną rolę w jonizacji ośrodka.

11

⎫ )⎬ ⎭

Rys. 12.3 Ilustracja przebiegu elektronów w wodzie. elektron na swej drodze nie tylko ulega rozproszeniom, w wyniku których może powstać tzw. promieniowanie hamowania; elektron jonizuje także ośrodek

Elektron w materii traci energię na: • Zderzenia (oddziaływanie kulombowskie) • Procesy radiacyjne (promieniowanie hamowania) Straty energii na jednostkę drogi (tzw. zdolność hamowania), związane ze zderzeniami, opisuje wzór2: −31

5,08 ⋅ 10 ⎛ dE ⎞ −⎜ ⎟ = β2 ⎝ dx ⎠ c

NZ

[G(β ) − ln I eV ]

MeV ⋅ cm −1 ,

(12.8)

gdzie G ( β ) = ln(3,61 ⋅ 10 5 τ τ (τ + 2) ) +

1− β 2 2

⎡ τ2 ⎤ − (1 + 2τ ) ln 2⎥ , ⎢1 + 8 ⎣ ⎦

(12.9)

W (12.9) τ = T/mec2, gdzie T oznacza energię kinetyczną elektronu. Wzór (12.9) modyfikuje się trochę, gdy obliczamy zdolność hamowania dla pozytonów. Dla elektronów o energii 1 MeV β2=(V/c)2=0,886, a τ = 1,96. Straty radiacyjne (na promieniowanie hamowania) opisane są równaniem: 2

J.E.Turner, „Atoms, Radiation, and Radiation Protection

12

NEZ ( Z + 1)e 4 ⎛ dE ⎞ −⎜ = ⎟ 137 m02 c 4 ⎝ dx ⎠ r

⎛ 2E 4⎞ ⎜ 4 ln ⎟ − 2 ⎜ ⎟ 3 m c 0 ⎝ ⎠

(12.10)

Z dobrym przybliżeniem

(dE / dx ) r EZ ≈ (dE / dx) c 700

(12.11)

gdzie energia całkowita E jest wyrażona w MeV.

Absorpcja i zasięg elektronów

Natężenie wiązki elektronów po przejściu przez absorbent o grubości x można w przybliżeniu opisać jako : I = I0e-µx

(12.12)

Masowy współczynnik absorpcji µ/ρ dla elektronów jest w przybliżeniu stały i niezależny od właściwości materiału: ,14 µ / ρ = 17 E 1max [cm 2 / g ]

(12.13)

gdzie Emax – maksymalna energia w widmie ciągłym β. Na przykład, maksymalny zasięg (w mm) promieniowania beta w aluminium można opisać relacją:

0.542Emax – 0,133 dla 0,8 MeV < Emax < 3 MeV Rmax =

(12.14) 1,38

0,407E

dla 0,15 MeV < E < 0,8 MeV

Zależność zasięgu elektronów w wodzie od ich energii pokazuje rys.12.4.

13

12.1.3 Jonizacja przez ciężkie cząstki naładowane (hadrony)

Zdolność hamowania zależy silnie od rodzaju i energii cząstki. Dla cząstek ciężkich o energii porównywalnej z prędkością elektronów orbitalnych absorbenta, zdolność hamowania opisuje klasyczna formuła Bethego:

Rys. 12.4 Zasięg elektronów w wodzie w funkcji energii

4 2 ⎡ 2me c 2 β 2 dE 2 4πe z 2⎤ NZ ln β − = k0 − ⎢ ⎥ 2 dx me c 2 β 2 ⎣ I (1 − β ) ⎦

gdzie k0=8,99⋅109 Nm2C-2 me, e – masa i ładunek elektronu, b = V/c V, z – prędkość i ładunek cząstki, 14

(12.15)

N, Z – liczba atomów w jednostce objętości i liczba atomowa absorbenta I - średni potencjał jonizacji lub wzbudzenia atomów absorbenta, który opisuje wzór półemipiryczny:

1,9 ⎞ ⎛ I = 9,1Z⎜1 + 2 ⎟ eV ⎝ Z3⎠

(12.16)

β = v/c – nieistotnie małe dla nierelatywistycznych prędkości cząstek. W wypadku cząstki nierelatywistycznej (β << 1) wzór (12.14) można zapisać jako: 4 2 meV 2 dE 2 4πe z NZ ln − = k0 dx meV 2 hf

,

(12.17)

gdzie V oznacza prędkość cząstki, a f jest częstością orbitalną elektronu dla danej orbity, a więc stosunkiem prędkości elektronu na danej orbicie atomowej do obwodu tej orbity (f=v/2πr). Zasięg cząstki X o liczbie masowej Z i liczbie atomowej A:

R X (E / A) =

A rp (E / A) , Z2

(12.18)

gdzie rp – zasięg protonów. Zasięg liczony jest wzdłuż kierunku padającej cząstki. Ponieważ dla cząstek ciężkich odchylenia od kierunku padania są z reguły bardzo niewielkie, zasięg w tym wypadku pokrywa się z drogą przebywaną przez cząstkę do momentu zatrzymania się w materii. Powyższa relacja (12.18 ) nie jest słuszna dla niskich energii, kiedy to wychwyt elektronów zmienia stan ładunkowy cząstki. Przedstawiony na rys. 12.1 rozkład dawki w wodzie dla hadronów jest odzwierciedleniem zdolności hamowania w funkcji głębokości wnikania hadronu w wodę.

15

ROZDZIAŁ XIII. PROMIENIOTWÓRCZOŚĆ ŚRODOWISKA1 13. 1 Uwagi ogólne Rozwojowi naszego Wszechświata, a więc i Ziemi i organizmów na niej towarzyszyło zawsze promieniowanie elektromagnetyczne i korpuskularne; było i jest ono nierozerwalną częścią tego rozwoju. Z Kosmosu dochodzi do nas oprócz światła widzialnego promieniowanie w zakresie niskich energii (mikrofale, podczerwień), nadfiolet, dochodzi do nas także promieniowanie korpuskularne, złożone z cząstek subatomowych, których prędkości potrafią osiągać 200 000 km/s: 5 okrążeń Ziemi wokół równika w czasie jednej sekundy! Składnikami promieniowania jądrowego są w Kosmosie protony, miony, piony, cząstki alfa, elektrony i pozytony oraz fotony: promieniowanie X i γ (rys.13.1). Biorąc pod uwagę inne naturalne źródła promieniowania w naszym otoczeniu (powiemy o nich za chwilę) można obliczyć, że w każdej sekundzie przenika przez nas około 15000 cząstek jonizujących. Teoretycznie, każdy akt jonizacji w obrębie naszych komórek może doprowadzić do zainicjowania nowotworu lub chorób genetycznych. Podczas niektórych wielokrotnych prześwietleń, w procedurze fluoroskopii czy tomografii komputerowej, przenika przez nasze ciało aż 100 miliardów fotonów. Jak widać, choć teoretycznie każda cząstka promieniowania jonizującego może być groźna, szansa na to, aby się taką stała jest bardzo niewielka: jeśli nawet wystąpi uszkodzenie w obrębie komórki, może być ono zreperowane dzięki naturalnym siłom obronnym organizmu. Jak się ocenia, prawdopodobieństwo, iż dana cząstka, czy kwant gamma (foton) wywoła zmiany nowotworowe lub genetyczne wynosi jeden do 3·1016. W skali całej ludności Ziemi oznacza to nieznacząco małe prawdopodobieństwo zagrożenie życia. Choroby nowotworowe jednak, na które umiera ok. 20% ludzi, dalece nie są jedynymi, prowadzącymi do zgonu (np. na choroby serca umiera większy procent ludzi). Oprócz naturalnych źródeł, do których obok promieniowania z Kosmosu zaliczamy promieniowanie pochodzące z nuklidów promieniotwórczych znajdujących się w skałach i glebie (np. uran-235 i 238, tor-232, wreszcie potas-40), w samym człowieku znajdują się pewne ilości jąder promieniotwórczych. Dodatkowo produkujemy źródła sztuczne, z których najbardziej znanymi są trzy: bomby jądrowe, reaktory jądrowe i źródła do terapii, w tym akceleratory medyczne. Choć takie źródła wnoszą wkład do ogólnego bilansu poziomu promieniowania, łatwo pokazać, że jest to wkład stosunkowo niewielki, jeśli porówna się go z poziomem tła, tj. promieniowaniem nas otaczającym, które ewidentnie nie powoduje znaczących szkód.

13.2 Promieniowanie naturalne wokół nas 13.2.1 Promieniowanie kosmiczne Jak mówiliśmy, pierwszym źródłem promieniowania jonizującego jest Kosmos. W zewnętrznych warstwach atmosfery napotykamy całe widmo promieniowania elektromagnetycznego: od widzialnego do wysokoenergetycznych kwantów gamma, a także intensywne, wysokoenergetyczne promieniowanie korpuskularne.

1

Rozdział ten jest nieznacznie rozszerzonym fragmentem broszury L.Dobrzyński, E.Droste, W.Trojanowski, R.Wołkiewicz, Spotkanie z promieniotwórczością, IPJ-Świerk (2005)

1

Wyniki pomiarów wskazują, iż na półkuli północnej Ziemi i szerokości geograficznej powyżej 55o przez każdy centymetr kwadratowy przechodzi w ciągu godziny2 ok. 4500 protonów, 600 cząstek α, 30 jonów C, N i O, 8 jąder Mg, 3 wapnia i 1 żelaza. Wielkie energie cząstek promieniowania kosmicznego (od ok. 100 MeV do 1020 eV) są na szczęście znacznie wytracane w procesach zderzeń cząstek z jądrami i atomami atmosfery otaczającej Ziemię. W wyniku zderzeń wysokoenergetycznych protonów z jądrami dominujących w atmosferze ziemskiej atomów tlenu, czy azotu, powstają neutrony, protony, piony (zarówno obojętne π0, jak i naładowane π+ i π-), kaony i inne cząstki elementarne. Wysokoenergetyczne fotony (promienie gamma) mogą w obecności innych jąder przemienić się w parę elektron i pozyton (elektron dodatnio naładowany), piony rozpaść się na miony i neutrina, miony również nie są cząstkami trwałymi. Łączna dawka od promieniowania kosmicznego, to 0,3 – 0,6 mSv.

GRANICA ATMOSFERY

Rys. 13.1 Promieniowanie kosmiczne i jego składowe

Promieniowanie kosmiczne docierające do atmosfery ziemskiej zawiera promieniowanie gamma, neutrony i inne cząstki, a dodatkowo – w wyniku oddziaływań z atmosferą tworzą się nowe pierwiastki, jak tryt, 7Be, 14C i 22Na. Promieniowanie kosmiczne zawiera także cząstki i promieniowanie elektromagnetyczne pochodzące ze Słońca. Wkład od nich jest jednak niewielki i zmienia się wraz z aktywnością Słońca. 2

Wanda Leyko w „Biofizyka dla biologów”, pod red. M.Bryszewskiej i W.Leyko, PWN, Warszawa (1997), str. 418

2

Ponieważ cząstki promieniowania kosmicznego niosą często ładunek elektryczny, ich ruch zależy od pola magnetycznego otaczającego Ziemię. Najsilniejszy wpływ tego pola widoczny jest na równiku, gdzie pole ziemskie odchyla tory cząstek znajdujących się stosunkowo wysoko nad Ziemią, podczas gdy w obszarach podbiegunowych ruch cząstek podąża stosunkowo blisko linii sił pola magnetycznego, pozwalając im wniknąć głębiej w atmosferę. W wyniku tego procesu dawka od neutronów na biegunach ziemskich jest relatywnie większa. Innym efektem wzbudzenia cząsteczek atmosfery jest zjawisko zorzy polarnej.

Rys. 13.2 Zależność dawki od wysokości nad poziomem morza Udział neutronów zmienia się z wysokością nad poziomem morza, co zasadniczo zmienia dawkę, jako że współczynnik jakości promieniowania wynosi tu 10 – 20. I tak wkład do dawki na poziomie morza wynosi ok. 0,3 mSv, podczas gdy na wysokości 1500 – 2000 m powyżej poziomu morza wzrasta niemal dwukrotnie. W górach, na wysokości 10 000 m dawka wzrasta dziesięciokrotnie, głównie dzięki udziałowi neutronów w promieniowaniu kosmicznym. Moc dawki na poziomie morza wynosi ok. 0,03 µSv/godz, na poziomie 2000 m. wynosi już 0,1 µSv/godz (czyli ok. 0,88 mSv/rok), na poziomie 12 km – 5 µSv/godz, a na wysokości 20 km nad poziomem morza aż 13 µSv/godz. Zmienność dawki z wysokością nad poziomem morza łatwo zaobserwować podczas lotów samolotem. Promieniowanie w znacznej części jest w stanie przejść przez skorupę samolotu. Podczas lotu na wysokości 8500 m dawka pochodząca od promieniowania kosmicznego wzrasta około czterdziestokrotnie w porównaniu z dawką na poziomie morza. Dane niemieckie wskazują, że załoga samolotów, spędzająca 600 godzin w locie na wysokości rzędu 10 000 m otrzymuje dodatkową dawkę w wysokości ok. 3 mSv. Sytuację tę ilustruje rys. 13.2, na którym każdy punkt oznacza inną, konkretną miejscowość (ich nazwy podaliśmy tylko w trzech przypadkach).

3

13.2.2 Promieniowanie skał i gleb Jak wspominaliśmy, skorupa ziemska zawiera sporo jąder (nuklidów) promieniotwórczych, z których główne można zebrać w cztery szeregi (rodziny) promieniotwórcze: uranoworadowy, uranowo-aktynowy, toru i neptunu. Pierwszy z nich zaczyna się od 238U i kończy na stabilnym 206Pb. Okres połowicznego zaniku 238U wynosi 4,47·109 lat. Szereg uranowoaktynowy rozpoczyna 235U (T1/2 = 7,038·108 lat) i kończy 207Pb. Szereg torowy rozpoczyna 232 Th (T1/2 = 1,405·1010 lat), a kończy 208Pb. Wreszcie, szereg neptunowy bierze początek w rozpadzie 237Np (T1/2 = 2,14·106 lat) i kończy na 209Bi. Utworzone kilka miliardów lat temu aktywne (promieniotwórcze) jądra jak 144Nd czy 235U przetrwały do dziś. Najczęściej spotykanymi pierwiastkami promieniotwórczymi w skałach są 40 K, 87Rb oraz produkty rozpadów promieniotwórczych 238U i 232Th. Spośród długożyciowych pierwiastków, zasadniczy wkład do promieniotwórczości naturalnej Ziemi wnoszą 235U i 238U, 226 Ra i 228Ra oraz 210Pb. Te trzy ostatnie nuklidy są wchłaniane przez rośliny i poprzez łańcuch pokarmowy dostają się też do człowieka, podobnie jak inny popularny izotop promieniotwórczy 40K. Wchłanianymi przez człowieka są również 137Cs i 90Sr, które, jako produkty reakcji rozszczepienia uranu, mogą być rozpraszane w środowisku po wybuchach jądrowych oraz w wyniku awarii reaktorów, takich jak np. pożar elektrowni czarnobylskiej. Zarówno promieniotwórczy cez, gromadzący się w tkankach miękkich, jak i promieniotwórczy stront, gromadzący się w kościach, mogą być groźne dla organizmu ludzkiego. Wspomniane wyżej jądra uranu, jak i toru przechodzą długi cykl rozpadów promieniotwórczych. Np. izotop uranu, 238U, ośmiokrotnie rozpada się na drodze rozpadu α i sześciokrotnie na drodze rozpadu β zanim stanie się stabilnym izotopem ołowiu-206, a tor232 przechodzi sześć rozpadów typu α i cztery typu β nim przekształci się w stabilny ołów208. W obu tych łańcuchach rozpadu tworzą się izotopy gazu szlachetnego – radonu, które dyfundując poprzez glebę i szczeliny skalne - wydostają się na zewnątrz złoża i mieszają się z powietrzem, którym oddychamy. Ze względu na czasy życia izotopów radonu, w zasadzie tylko jeden z nich, 222Rn, (o półokresie rozpadu 3,8 dnia), wnosi istotny wkład do dawki pochodzącej od źródeł naturalnych. Chociaż radon jest słabo rozpuszczalny w wodzie, a więc morza i oceany zawierają go stosunkowo niewiele, przy wypompowywaniu wody z głębokich podkładów łatwo może się zdarzyć, że wiele tego gazu wydostanie się na zewnątrz. Być może więc ciesząc się kąpielą pod prysznicem (w domku z indywidualnym ujęciem wody) właśnie w tym momencie znajdujemy się pod zwiększonym wpływem promieniotwórczego radonu. W niektórych oszacowaniach podaje się, że 6-12% wszystkich przypadków zachorowań na raka płuc pochodzi właśnie z działania radonu, przy czym groźny jest nie tyle sam gaz, lecz produkty jego rozpadu, jakimi są jony polonu, bizmutu czy ołowiu. Te, będąc elektrycznie naładowanymi, przyczepiają się do cząsteczek kurzu, są wdychane przez nas i osadzają się w płucach. Będąc tam i rozpadając się dalej, wysyłają do tkanki płucnej i w jej okolice jonizujące tkankę produkty rozpadu. W ocenie dawek pochodzących od różnych naturalnych źródeł promieniowania jonizującego szacuje się, że udział pochodzący od radonu wynosi ok. 55% średniej dawki (w Polsce jest to ~2,4 mSv/rok) otrzymywanej przez człowieka. Na uwagę zasługuje też izotop 40K o okresie połowicznego zaniku 1,27·109 lat. Ze względu na ten czas, jego obecna ilość w Ziemi stanowi zaledwie kilka procent oryginalnej. Zresztą, patrząc na czasy życia izotopów rozpoczynających każdą rodzinę widać, że w chwili formowania się Ziemi poziom promieniowania musiał być kilkakrotnie wyższy niż obecnie.

4

W Tabeli 13.1 przedstawiamy3 koncentrację niektórych izotopów promieniotwórczych w kilku rodzajach skał i gleb. Jak się okazuje, pewne łupki bitumiczne zawierają nawet do 4500 Bq/kg 226Ra. Od miejsca do miejsca na Ziemi koncentracja pierwiastków promieniotwórczych zmienia się. W niektórych obszarach Brazylii, Indii i Iranu koncentracja 232Th może być 10 – 100 razy wyższa niż średnia na kuli ziemskiej. Rozkład dawki, otrzymywanej przez mieszkańca Polski, na poszczególne składowe pokazuje rys. 13.3 oraz Tabela 13.2.

Radon 40.7

Prom ieniowanie

3.0

gam m a

Toron 13.9

Promieniowanie wewnętrzne 8.0 25.9 Prom ieniowanie

8.5 Prom ieniowanie

s ztuczne

kos m iczne

Rys. 13.3 Rozkład dawki w Polsce4 na poszczególne składowe ( % ) w 2004 r. W składowej promieniowanie sztucznego większość (25,4%) to diagnostyka medyczna. Łączna średnia radioaktywność każdego kilometra kwadratowego skorupy ziemskiej może być oceniana na 1 Ci, tj. 3,7·1010 Bq. Przekładając aktywność na język dawek promieniowania, średnia dawka roczna przypadająca na mieszkańca wynosi ok. 2,5 mSv, przy czym średnia dawka pochodząca od promieniowania skorupy ziemskiej wynosi na ogół 0,3 do 0,6 mSv rocznie. Na świecie można znaleźć jednak wiele obszarów, w których poziom promieniowania jest znacznie wyższy i może wynosić aż kilkaset milisiwertów rocznie, patrz rys. 13.4. Nie stwierdzono dotąd, aby osoby zamieszkujące na obszarach o tak znacznie podwyższonym poziomie promieniowania wykazywały większą niż inni skłonność do zachorowań na choroby nowotworowe, czy też, aby częstotliwość mutacji komórek była tam większa niż gdzie indziej.

3 4

za T.Henriksen i H.D.Maillie, Radiation & Health, Taylor&Francis (2003) CLOR: Annual Report (2006)

5

Tabela 13.1 Koncentracja izotopów promieniotwórczych [w Bq/kg] w niektórych skałach i glebach w Skandynawii. Rodzaj skały/gleby Granit Granit bogaty w tor i uran Gnejs Piaskowiec Wapień Gleba bogata w łupki bitumiczne Gleba morenowa Glina

226

Ra 20 - 120 100 - 500

232

Th 20 - 80 40 - 350

40

20 - 120 5 - 60 5 - 20 100 - 1000

20 - 80 4 - 40 1 - 10 20 - 80

600 – 1800 300 – 1500 30 – 150 600 – 1000

20 - 80 20 - 120

20 - 80 25 - 80

900 – 1300 600 - 1300

K 600 - 1800 1200 - 1800

Tabela 13.2 Średnia dawka dla Polski w/g źródeł CLOR w r. 1996. W nawiasach podano dane za rok 2004 Źródła promieniowania

Dawka [mSv] (2,477)

Naturalne źródła promieniowania:

Procent dawki [%] (74,1)

Radon z szeregów U

1,420 (1,361)

40,5 (40,7)

Toron (radon z szeregu Th)

0,080 (0,101)

2,3 (3,0)

0,120 0,130

3,4 3,7

0,210

6,0

0,460 (0,462)

13,1 (13,9)

(0,269)

(8,0)

Promieniowanie gamma (gleby i skały): potas 40K szereg uranowy U szereg torowy Th Łącznie promieniowanie gamma Ciało ludzkie: potas

40

K

0,170

4,85

szereg uranowy U

0,055

1,57

szereg torowy Th

0,007

0,20

Inne

0,015

0,43

Pierwotne promieniowanie kosmiczne Izotopy wytworzone przez promieniowanie kosmiczne Źródła wytworzone przez człowieka : Badania radiologiczne Medycyna jądrowa Wyroby przemysłowe Odpady promieniotwórcze Awaria w Czarnobylu Energetyka jądrowa*) RAZEM *)

0,380 (0,284) 0,010 0,700 (0,850) 0,080 (0,050) 0,100 0,020 0,005 (0,006) 0,002 (0,003) 3,504 (3,34)

W roku 2004 podano wielkość opadu promieniotwórczego z wybuchów jądrowych

6

10,84 (8,5) 0,29 20,00 (23,9) 2,30 (1,5) 2,90 0,6 0,14 (0,2) 0,06 (0,1) 100,00 (100,0)

Rys. 13.4 Obszary o silnie podwyższonym poziomie promieniowania naturalnego Ślady pierwiastków promieniotwórczych znajdują się w węglu, w dymie i popiele, pochodzących ze spalanego węgla. Produkty spalania, typowe dla konwencjonalnych elektrowni węglowych osadzają się w glebie, przenikają do roślin i wreszcie trafiają do przewodów pokarmowych zwierząt i ludzi. Energia pochodząca ze źródeł geotermalnych też nie jest wolna od problemu promieniotwórczości, bowiem w wodzie z tych źródeł znajduje się dość pokaźna domieszka nuklidów promieniotwórczych. Powszechnie stosowane nawozy fosforowe (fosfatowe), do wytwarzania których używane są odpowiednie skały, zawierają spore domieszki pierwiastków z szeregu uranowego. W procesach wydobycia rud uranowych, ale nie tylko tych, górnicy narażeni są także na podwyższone stężenia promieniotwórczego radonu. Typowe aktywności powietrza wynikające ze stałej obecności radonu w środowisku (rys. 13.5) podane są w Tabeli 13.35. W domach drewnianych aktywność radonu jest podobna jak na zewnątrz, gdyż większość promieniowania pochodzi z materiałów budowlanych piwnicy, a poziom gruntu jest tuż obok. Jednak w domach zbudowanych z betonu, sytuacja może być inna, szczególnie jeśli beton jest wykonany z materiałów innych niż znajdujących w najbliższym otoczeniu domu. Czasem też zawartość uranu w materiałach budowlanych jest wysoka, co wpływa na podwyższenie poziomu radonu wewnątrz domu. Od domu do domu moc dawki od radonu może zmieniać się w granicach 30% (od ok. 0,9 mGy/rok do ok. 1,3 mGy/rok). Średnia dawka roczna od alfa-promieniotwórczego radonu (222Rn), to 1 – 3 mSv. Jak wspominaliśmy, wchłanianie tego gazu jest groźne ze względu m.in. na pochodne radonu 218 Po, 214Pb, 214Bi i 214Po. To wszystko ciężkie metale o czasach życia rzędu minut. Po wchłonięciu usadawiają się w oskrzelach. Produkty rozpadu radonu mogą łączyć się z cząstkami kurzu i dostać przy inhalacji do płuc. Zasadnicza dawka pochodzi ostatecznie od obu ww. izotopów polonu.

5

G.Marx, w „Atoms in our hands”, Roland Eötvös Physical Society, Budapest (1995), str. 51

7

Rys. 13.5 Gazowy radon (dwa izotopy! Okresy połowicznego zaniku 222Rn i 226Rn wynoszą odpowiednio 3,8 dnia oraz 55 s) jest stale obecny w naszych pomieszczeniach. Znaczny wkład do dawki wnosi też promieniotwórczy 40K.

Tabela 13.3 Aktywności radonu w naszym otoczeniu Miejsce pomiaru Powietrze przy gruncie Wietrzony pokój Pokój zamknięty Piwnica Pieczara Odwierty o wysokiej aktywności

Aktywność [ Bq/m3] 10 40 80 400 10000 100000

13.2.3 Promieniowanie wewnętrzne Dawka około 0,3 – 0,4 mSv pochodzi od nuklidów promieniotwórczych znajdujących się w nas samych. Spośród nich należy wymienić przede wszystkim następujące: 14C i tryt, 3H, które znalazły się tam wskutek działania promieniowania kosmicznego, potas 40K, wchłaniany przez nas z naturalnym potasem, oraz 87Rb. Spożywając ryby morskie i tzw. owoce morza, zawierające pewne ilości 210Pb i 210Po, do naszych organizmów dostają się i te dwa izotopy promieniotwórcze. Mięso niektórych zwierząt zawiera także pewne ilości pierwiastków promieniotwórczych, jak 210Po u renów, czy uran u kangurów i owiec w Australii. Należy zwrócić uwagę, iż polon jest jednym z produktów rozpadu promieniotwórczego radonu z szeregu uranowego. 210Po jest emiterem alfa, który po

8

zainhalowaniu staje się groźny ze względu na jego wysoką aktywność właściwą. W ciele około 10% tego izotopu usadawia się w wątrobie, 10% w nerkach i 10% w śledzionie. Pozostałe 70% rozprowadzonych jest w miarę jednorodnie po całym organizmie. Również palacze tytoniu mają większy kontakt z tym izotopem, gdyż znajduje się on w liściach tytoniu. Z wymienionych tu nuklidów najważniejszym jest potas-40 o nadzwyczaj długim półokresie rozpadu, aż 1,3 miliarda lat. Choć ten radionuklid pojawia się w naturalnym potasie w minimalnych ilościach, zaledwie 117 atomów na każdy milion atomów naturalnego potasu, wystarcza to, aby w ciele osobnika o wadze 70 kg następowało około 4000 przemian beta na sekundę. Oprócz łatwo przyswajalnego potasu, nasz organizm przyswaja uran, stront, rad i tor, spośród których 226Ra, obecny zarówno w glebie jak i wodzie, prowadzi do największej liczby rozpadów promieniotwórczych w naszych organizmach. Dzieje się tak dlatego, że pierwiastek ten jest podobny chemicznie do wapnia i baru, które są szczególnie łatwo wchłaniane. Szczególnym radionuklidem naświetlającym nas od wewnątrz jest węgiel 14 C, pochodzenia kosmicznego, mający półokres rozpadu 5730 lat. Tworzy się on w wyniku reakcji jądrowych protonów z jądrami azotu i jest łatwo wchłaniany przez organizmy żywe. Gdy organizm umiera, wchłanianie tego węgla ustaje. Typowy dorosły ma w sobie tyle 14C, że zachodzi w nim około 4000 rozpadów beta na sekundę, podobnie jak w przypadku potasu. Różnicę między promieniowaniem tych dwóch radionuklidów określa jednak energia promieniowania, która w przypadku przemiany β izotopu 14C wynosi 156 keV (wtedy średnia energia promieniowania β wynosi 49,5 keV), podczas gdy przemianom β izotopu 40K towarzyszy promieniowanie β o średniej6 energii 455 keV lub promieniowanie γ o energii 1,46 MeV, opuszczające nasze ciało (towarzyszy ono procesowi wychwytu elektronu). Izotopy 3H, 14C i 87Rb wysyłają miękkie promieniowanie beta, o średniej energii <100 keV, łatwo pochłaniane wewnątrz ciała człowieka, patrz Tabela 13.4. Tabela 13.4. Nuklidy promieniotwórcze zawarte w ciele ludzkim [dane dla tzw. ’’umownego człowieka’’*] oraz podstawowe charakterystyki emitowanego promieniowania

Izotop

Liczba atomów

3

4,2×1010 7 ×1014 2,5 ×1020

87

1,4 ×1021

H 14 C 40 K

Rb

Liczba rozpadów Przemiana [ Bq ] 75 β 2690 β 4340 β

625

Energia rozpadu [ keV ] 19 156 β 1312 γ 1461

β

274

Energia średnia <E β > [ keV ] 5,7 49,5 455

82

Orientacyjny zasięg w tkance dla < E β > [ µm ] 0,5 39 1600

95

∗

dla celów naukowych i statystycznych wymyślony został tak zwany ’’umowny człowiek’’– ang. ’’reference man ’’ – waga 70 kg, wzrost 175 cm, pracujący 40 godz. / tydzień, dieta : ok. 1,5 kg suchej żywności + 1,2 litra płynów, oddychanie: 20 m3 powietrza na dobę przy umiarkowanym wysiłku fizycznym

Przypominamy, że proces rozpadu β jest procesem trzyciałowym, w którym oprócz cząstki β występuje też neutrino. W związku z tym należy odróżniać całkowitą energię przemiany od energii emitowanej cząstki β. 6

9

13.3 Typowe aktywności i dawki, z którymi mamy do czynienia Ponieważ nasze środowisko promieniuje, warto wiedzieć, z jakimi typowymi aktywnościami mamy lub możemy mieć do czynienia. Aktywności te przedstawiamy w Tabeli 13.5, zawierającej nawet aktywność zeszklonego, wysokoaktywnego odpadu promieniotwórczego, powstałego po przerobie wypalonego paliwa. Tab. 13.5 Aktywności typowych promieniotwórczych źródeł naturalnych7 Źródło „Człowiek umowny” 1 kg kawy 1 kg nawozu superfosfatowego Radon w powietrzu w pomieszczeniu o powierzchni 100 m2 Czujka dymu Radiofarmaceutyk dla diagnostyki medycznej Źródło izotopowe dla terapii 1 kg 50.letniego, zeszklonego wysoaktywnego odpadu promieniotwórczego Świetlny znak wyjścia (z lat 1970.) 1 kg uranu 1 kg kanadyjskiej rudy uranowej 1 kg australijskiej rudy uranowej 1 kg niskoaktywnych odpadów promieniotwórczych 1 kg popiołu po spaleniu węgla 1 kg granitu

Aktywność [Bq] 8·103 1·103 5·103 3·103 – 3·104 3·104 7·107 1·1014 1·1013 1·1012 25·106 25·106 0,5·106 1·106 2·103 1·103

Jak widać, w życiu mamy do czynienia z materiałami o aktywnościach zmieniających się o rzędy wielkości, jednak gdyby kierować się tylko tymi wielkościami moglibyśmy np. nie chcieć zainstalować w domu czujnika dymu, świetlnych znaków, nie mówiąc już o poddawaniu się badaniom medycznym. Dlatego też, oprócz aktywności należy wiedzieć skąd się ta aktywność wywodzi i w jaki sposób może ona ewentualnie zakłócić pracę naszego organizmu. Czujnik dymu, zawierający izotop ameryku, będącego emiterem promieniowania α o bardzo krótkim zasięgu w powietrzu nie szkodzi nam w żaden sposób jeśli jest zawieszony pod sufitem, podobnie znak świetlny mimo jego bardzo wysokiej aktywności. Promieniowanie z wysokoaktywnego źródła dla terapii może nas skutecznie wyleczyć, podczas gdy przebywanie w pobliżu wysokoaktywnego odpadu promieniotwórczego o dziesięciokrotnie mniejszej aktywności może nam poważnie zaszkodzić. Aktywność rudy uranowej może zmieniać się w stosunkowo dużych granicach, a aktywność kilograma czystego uranu może być mniejsza niż aktywność 1 kg rudy uranowej ze względu na zawarte w rudzie krótkożyciowe produkty rozpadu promieniotwórczego. Z tego właśnie względu nie tyle aktywność, ile inna cecha źródła promieniotwórczego, jest dla nas bardziej interesująca.

7

http://www.world-nuclear.org/education/ral.htm

10

Na rys. 13.6 autorstwa Z.Jaworowskiego8 pokazujemy, w jaki sposób kształtowały się dawki na całe ciało w erze atomu, tj. po roku 1950. Przede wszystkim rzuca się w oczy wzrost udziału procedur medycznych – widomy dowód rozwoju medycyny nuklearnej i radioterapii, ale także i różnego rodzaju badań rutynowych, jak procedury badań rentgenowskich. Przy średniej wartości 2,4 mSv na rok, medycyna wnosi dziś nieco mniej niż 0,4 mSv, a największe różnice odnotowujemy w poziomie promieniowania naturalnego. Na tym tle, zaskakująco niewielki wkład do ogólnoświatowej średniej wniosły próby jądrowe, szczególnie intensywne w latach 1950-1960, jeszcze mniejsza dawka średnia związana jest z wypadkiem w elektrowni jądrowej w Czarnobylu, natomiast wkład od energetyki jądrowej jest ledwie zauważalny.

Rys. 13.6 Średnie roczne dawki na całe ciało z różnych źródeł w funkcji lat

Oczywiście wartości średnie niczego nie mówią o tym, co dzieje się w konkretnym miejscu i w wypadku np. elektrowni jądrowej, jej bezpośredniemu otoczeniu należy poświęcić oddzielną uwagę, co zrobimy w rozdziale XV. 8

Na podstawie danych UNSCEAR’2000

11

ROZDZIAŁ XIV. DZIAŁANIE PROMIENIOWANIA JONIZUJĄCEGO NA ORGANIZMY. RYZYKO ZWIĄZANE Z PROMIENIOWANIEM 1 14.1 Skutki działania promieniowania jonizującego Skutek biologiczny promieniowania jonizującego zależy w sposób naturalny od wielkości dawki i rodzaju promieniowania. Ponadto jednak zależy on od: • warunków napromienienia, a więc - mocy dawki, - sposobu frakcjonowania, - masy napromienianych tkanek, - rodzaju napromienianych narządów (w szczególności krytycznych), a także - natlenowania tkanek • cech biologicznych ustroju Wpływ wymienionych czynników opisujemy kolejno niżej, bez odwoływania się jeszcze do działania promieniowania jonizującego na komórkę, które omówimy w następnym paragrafie. Moc dawki: Tempo absorbowania energii promieniowania jonizującego ma istotny wpływ na skutki biologiczne z tego względu, że organizm reperuje uszkodzenia komórki w skończonym czasie. Przy dużych mocach dawek tempo tworzenia uszkodzeń jest odpowiednio duże, a więc możliwość efektywnej reperacji uszkodzeń zmniejsza się. Frakcjonowanie dawki: Organizm łatwiej toleruje dawkę rozłożoną na kilka frakcji, podawanych w odpowiednich odstępach czasu. Jest to naturalną konsekwencją niezbędnego czasu potrzebnego na naprawę uszkodzeń radiacyjnych. Istotność masy tkanek: Napromienianie dużej masy tkanek przynosi wyraźniejsze ogólnoustrojowe efekty niż skupienie całej energii promieniowania na izolowanej części ciała; • Możliwym efektem pozytywnym jest zwiększenie odporności organizmu; • Możliwym efektem negatywnym jest tworzenie się w organizmie substancji szkodliwych (np. histaminy) w ilości proporcjonalnej do masy tkanek. Narządy krytyczne: Osłonięcie lub napromienienie narządów krytycznych (a więc w danej procedurze najbardziej narażonych na negatywne skutki napromienienia) ma zasadnicze znaczenie dla zwiększenia lub zmniejszenia szansy przeżycia napromieniowanego osobnika. Natlenowanie tkanek: Bogate unaczynienie, to lepsze zaopatrzenie w tlen i zwiększenie promienioczułości. W centrum guza nowotworowego zawartość tlenu jest na ogół niższa, co pociąga za sobą 1

W rozdziale tym wykorzystano częściowo prace L.Dobrzyński, W.Trojanowski, Raport Nr 15, Dział Szkolenia i Doradztwa IPJ, Świerk (2002) oraz L.Dobrzyński, Postępy Techniki Jądrowej, 3 (2001)14; podziękowania należą się płk. prof. dr hab.n.med. Markowi Janiakowi za konsultację oraz życzliwe i szczegółowe skomentowanie tekstu rozdziału.

1

obniżoną radioczułość (tzw. efekt tlenowy). Oznacza to, że przy napromienieniu dawka, która może zabić zdrową komórkę, może być zbyt niska dla zabicia komórki rakowej w centrum guza. Stąd też w terapii nowotworów trzeba stosować specjalne metody zwiększania radioczułości komórek nowotworowych. Frakcjonowanie dawki jest jedną z nich, gdyż w każdej kolejnej frakcji niszczone są komórki zewnętrzne, bogatsze w tlen. Stwarza to dla komórek uboższych w tlen możliwość zaabsorbowania większej porcji tlenu. Problem tlenowy jest mniejszy jeśli korzysta się z promieniowania o wysokim LET 2 . Wrażliwość na promieniowanie (radioczułość) jest zarówno osobnicza, jak gatunkowa. Obie są bardzo zróżnicowane. Przedstawiciele niższych grup taksonomicznych są z reguły bardziej odporni. Typowe wielkości dawek, po których 50% populacji wymiera w ciągu 30 dni (oznacza się je 3 LD50/30 lub LD 50 30 ) dla różnych organizmów pokazuje rys. 14.1 i niezależnie Tab. 14.1. Tab. 14.1 Typowe wartości dawek śmiertelnych dla różnych organizmów Ssaki Ryby Skorupiaki Rośliny wyższe Mięczaki Owady Pierwotniaki Glony, mchy, porosty Bakterie Wirusy

2 - 14 7 – 60 12 – 210 6 - 760 6 – 760 18 – 2810 95 – 5400 40 - 9800 60 – 9500 170 – 10000

14.2 Działanie promieniowania na komórkę

Omawianie skutków działania promieniowania jonizującego na organizm warto zacząć od pobieżnego przeglądu efektów wywoływanych przez promieniowanie wewnątrz komórki. Możemy tu obserwować: • • • •

Brak reakcji, Przejściowe zmiany czynnościowe lub morfologiczne, Zmiany trwałe oraz Śmierć nekrotyczną komórki w wyniku uszkodzeń błony komórkowej lub apoptozy, a więc samobójczej śmierci komórki.

Podstawowym mechanizmem tworzących się w komórce uszkodzeń jest powstanie pod wpływem promieniowania jonizującego wolnych rodników, a więc chemicznie agresywnych cząsteczek, które mogą uszkadzać DNA i inne makromolekuły (np. lipidy) ważne dla życia komórki, patrz rys. 14.2. 2

Od ang. Linear Energy Transfer – liniowy przekaz energii: porcja energii przekazywana przez cząstkę naładowaną w bezpośredniej bliskości swego toru na jednostkę długości (-dElok/dx) 3 LD – od ang. Lethal Dose – dawka śmiertelna

2

Rys. 14.1 Średnie dawki śmiertelne LD50/30 [w Sv]

3

H

Rybosom

O

Membrana

.

Cytoplazma

OHH

Jądro

Membrana jądra Para homologicznych chromosomów

Rys. 14.2 Promieniowanie jonizujące może wywołać w komórce (z lewej strony) tworzenie wolnych rodników, a te mogą uszkadzać DNA komórki (schematycznie z prawej strony rysunku).

Uszkodzenia DNA (rys. 14.3), mogą z kolei polegać na • Zerwaniu (pęknięciu) pojedynczej nici DNA (zerwanie pojedynczego łańcucha cukrowo-fosforanowego), • Zerwaniu (pęknięciu) podwójnej nici DNA, • Uszkodzeniu zasad azotowych, • Powstaniu krzyżowych połączeń białek jądrowych z DNA w obrębie jednej lub dwóch nici. Zauważmy, że wprowadzone wcześniej pojęcie czynnika jakości promieniowania traci sens w odniesieniu do komórki, jako że • dla cząstek o małych wartościach LET (mniejszych od ok. 5 keV/μm) dawka jest absorbowana w liczbie komórek porównywalnej z liczbą komórek naświetlanych, a zatem mamy efekt zbiorowy, a • dla cząstek o dużej wartości LET, uszkodzenia dotyczą pojedynczych komórek, jednak skutki promieniowania charakterystyczne dla komórki nie zawsze można przenieść na skutki dla tkanek. Promienioczułość komórek ssaków jest proporcjonalna do szybkości podziałów komórkowych i odwrotnie proporcjonalna do stopnia ich zróżnicowania (prawo Bergonie i Tribondeau): • Promienioczułymi są więc szpik i tkanka limfatyczna, komórki płciowe i nabłonka jelit; • Mniej wrażliwe są komórki mięśniowe, narządy miąższowe (jak wątroba), tkanka nerwowa i łączna.

Badania wpływu promieniowania na komórki ludzkie można wykonać w laboratorium na odpowiednich kulturach tkankowych. Mając te kultury można określić relację pomiędzy końcowym efektem biologicznym (np. śmiercią komórek) a dawką. Zależności te 4

prezentujemy w postaci krzywych dawka-efekt, przy czym interesuje nas szczególnie krzywa przeżywalności, tj. liczba komórek, które przeżywają konkretną dawkę.

Zerwanie pojedynczej nici

Zerwanie obu nici helisy

Klaster uszkodzeń (dwa uszkodzenia lub więcej) Uszkodzenie pary bazowej

Rys. 14.3 Możliwe uszkodzenia DNA pod wpływem promieniowania [S – cukier (deoksyryboza), P – reszta fosforanowa, T – tymina, A – adenina, C – cytozyna, G – guanina]

W opisanym typie badań należy mieć świadomość, że różne komórki w tym samym czasie mogą znajdować się w różnych fazach cyklu komórkowego, a radioczułość jest różna w różnych fazach cyklu. Jak mówimy, komórki rozwijają się asynchronicznie. Naświetlając kulturę takich komórek dawką 5 Gy obserwuje się zahamowanie mitozy, tj. podziałów komórki, które zachodzą w czterech fazach: profazie, metafazie, anafazie i telofazie4 . Komórki między dwoma kolejnymi podziałami znajdują się w tzw. interfazie. Tak więc blokada mitozy oznacza, że liczba komórek dzielących się (proliferujących) będzie się zmniejszać, zmniejszy się zatem tempo wzrostu komórek. Te z komórek, które przeżyją duże 4

Przed podziałem komórki musi podwoić się ilość DNA, podstawowego składnika chromosomów, w komórce. Dzieje się to w tzw. fazie S. Mitoza (albo faza M), trwająca w komórkach ssaków 1 do 2 godzin, polega na podziale komórki i rozpoczęcie przez nie kolejnego cyklu, na który składają się cztery wymienione wyżej fazy: profaza, metafaza, anafaza i telofaza. Pomiędzy fazami M i S obserwujemy dwie fazy G1 (faza poprzedzająca syntezę DNA) i G2, które łącznie z fazą S tworzą interfazę. W trakcie interfazy następuje replikacja DNA. Tak więc sekwencja cyklu komórkowego jest następująca: M→G1→S→G2→M

5

dawki wykazują często nieprawidłowości (aberracje) chromosomalne. Przebieg cyklu komórkowego i zależność przeżywalności komórek znajdujących się w różnych fazach cyklu komórkowego od dawki pokazuje rys. 14.4.

Przeżywalność

G0 – faza „spoczynku” komórek zróżnicowanych G1 – faza poprzedzająca syntezę DNA S – synteza DNA G2 – faza poprzedzająca mitozę M – mitoza

Dawka [Gy]

Rys. 14.4 Cykl komórkowy i krzywa przeżywalności komórek ludzkich HeLa w różnych jego fazach

Uszkodzenia komórek nie są bynajmniej jedynie domeną promieniowania jonizującego. W ciele „umownego człowieka” w każdej komórce tworzy się dziennie 106 spontanicznych uszkodzeń DNA (do tej sprawy jeszcze wrócimy), w tym 1/10 uszkodzeń dwuniciowych. Uszkodzenia te powodowane są przez agresywne wolne rodniki powstające w trakcie

6

metabolizmu. Organizm musi umieć się bronić przed tak wielką falą uszkodzeń! Ten system obrony polega na indukcji ekspresji genów i sygnałów wewnątrzkomórkowych, które uruchamiają produkcję enzymów naprawiających uszkodzenia oraz inne procesy umożliwiające funkcjonowanie napromienionej komórki. Przy okazji warto zauważyć, że obecny system ochrony radiologicznej dopuszcza dla ludności nie narażonej zawodowo roczną dawkę 1 mSv ponad tło naturalne. Dawka ta odpowiada 0,005 uszkodzeniom DNA/komórkę/dzień, a zatem liczbie uszkodzeń o kilka rzędów wielkości niższej niż ta, którą dostajemy w wyniku naturalnych przemian w organizmie.

14.3 Działanie promieniowania na zapłodnione jajo, zarodek i płód

Około 6% dzieci przychodzi na świat z wadami wrodzonymi. Istnieje ogromna różnorodność czynników powodujących te wady. Są to czynniki: - fizyczne (promieniowanie jonizujące, temperatura, niedotlenienie itp.), - niedobory czynników odżywczych w przebiegu ciąży, - inhibitory wzrostu i swoiste związki metaboliczne, - infekcyjne oraz - hormonalne Ponadto, • istnieją krytyczne okresy wrażliwości tkanek i narządów, składające się na ogólną wrażliwość zarodka, a także • istnieje specyficzne działanie czynników teratogennych (powodujących defekty), które jednakże nie muszą być szkodliwe dla matki. Skutki napromieniowania zarodka lub płodu zależą od wielkości dawki i okresu ciąży: w okresie wczesnej ciąży napromieniowanie dużą dawką prowadzi najczęściej do śmierci zarodka, a w okresie organogenezy (do końca 6 tygodnia) do możliwego wystąpienia wad wrodzonych lub śmierci okołoporodowej.

Napromieniowanie gonad rodziców (3,5-6 Sv dla jąder lub 2,5-6 Sv dla jajników) może prowadzić do: • trwałej bezpłodności; • zwiększenia częstotliwości wad wrodzonych u potomstwa. • dla dawek mniejszych, ale większych od 150 mSv może wystąpić przemijająca bezpłodność. Wbrew potocznym poglądom, napromienienie wcale nie prowadzi do zmian genetycznych u potomstwa. W szczególności, u potomstwa osób, które przeżyły bombardowania w Hiroszimie i Nagasaki nie stwierdzono dotąd zaburzeń genetycznych (!). Na odwrót, wśród potomstwa osób, które otrzymały dawki poniżej 0,5 Sv zaobserwowano zmniejszoną śmiertelność niemowląt, mniej aberracji chromosomalnych i zmian liczby chromosomów, a także mniej mutacji białek krwi. U części potomstwa osób, które otrzymały większe dawki spotykano co najwyżej opóźnienia rozwojowe.

7

14.4 Skutki napromienienia małymi dawkami (poniżej około 0,2 Sv)

O ile skutki naświetlania silnymi dawkami promieniowania są dosyć dobrze zbadane i opisane, wciąż istnieje wiele kontrowersji wokół wpływu małych dawek promieniowania, poniżej 100 - 200 mSv. W tym obszarze dawek stosunkowo trudno jest znaleźć wiarygodny materiał statystyczny, a znaczna część wniosków wyciągana jest nie tyle z samej obserwacji skutków popromiennych, ile z ich braku. Sprawa ta ma wymiar naukowy, ale także jest osadzona w ważkim kontekście społecznym, gdyż jej jednoznaczne rozstrzygnięcie powinno przesądzić o stosunku społeczeństw do wykorzystywania promieniowania jonizującego. Powszechnie dzisiaj odczuwana radiofobia stanowi pożywkę dla działań politycznych i licznych manipulacji opinią publiczną. Przesądza ona też o kosztach ponoszonych przez ludzkość na ochronę radiologiczną. Bez względu jednak na obecny stan wiedzy i ocenę wiarygodności pewnych obserwacji i interpretacji, jest faktem, że w ochronie radiologicznej przyjmuje się za podstawę hipotezę liniową bezprogową (LNT 5 ), zgodnie z którą ryzyko śmiertelnego zachorowania w wyniku naświetlenia promieniowaniem jonizującym jest proporcjonalne do dawki. Jest to typowa hipoteza wynikająca z przyjęcia addytywności efektów. Hipoteza ta, choć stanowi podstawę zaleceń Międzynarodowej Komisji Ochrony Radiologicznej (ICRP), staje się sama przedmiotem manipulacji i to przez tę samą Komisję, która uznaje, iż współczynnik ryzyka śmiertelnej choroby zainicjowanej przez promieniowanie zależy od tego, czy dawka była "duża", czy "mała" (same te pojęcia nie są podawane zbyt precyzyjnie, choć można przyjąć, że "mała" dawka, to dawka poniżej 200 mSv) oraz czy moc dawki była większa lub mniejsza. Komisja ta definiuje tzw. czynnik DDREF (od ang. Dose and Dose Rate Effectiveness Factor), który stanowi stosunek nachylenia prostej (z założenia) zależności efekt-dawka w obszarze dużych dawek i dużych mocy dawek do nachylenia linii prostej dla wysokich dawek, ale małych mocy dawek, patrz rys. 14.5. ICRP poleca wartość DDREF = 2, choć były sugestie aby wynosił on 10. W obu wypadkach przyjmuje się, że efekty rosną liniowo począwszy już od zerowej dawki. Jak wykazują współczesne badania założenie to jest fałszywe szczególnie w obszarze niskich dawek (poniżej np. 100 mSv) i małych mocy dawek, kiedy to stosunkowo często obserwuje się reakcje zaczynające się dopiero po przekroczeniu pewnego progu. Pomimo tej, wydawałoby się oczywistej niespójności, zalecenia ICRP stanowią w wielu krajach podstawę prawnych uregulowań w ochronie radiologicznej. Logika LNT w obszarze małych dawek jest nie do przyjęcia, gdyż prowadzi do rozumowania następującego typu: jeśli jakaś dawka wywoła skutek śmiertelny z prawdopodobieństwem np. 50%, a więc 500 zgonów na każde 1000 osób, to z tego miałoby wynikać, że w wyniku dawki 100 razy mniejszej zanotujemy 5 zgonów na 1000 mieszkańców. Prawdą jest, że nie wynika. Nie jest natomiast prawdą, że nie może tak być. A o tym jak jest nie mogą świadczyć czyjeś przekonania, tylko wynik rzetelnych obserwacji. Istotnie, przeciwnicy LNT mają argumenty znacznie poważniejsze niż przytoczony wyżej. Spośród wielu znanych dziś faktów można wymienić: • •

5

Roczna śmiertelność na raka w USA, w przeliczeniu na 1000 mieszkańców okazała się zdecydowanie mniejsza w miejscowościach o podwyższonym poziomie promieniowania (rys.14.6) Napromienienie ciała małą dawką rozłożoną w czasie może zwiększyć siłę odpowiedzi immunologicznej, choć zastosowanie większej dawki ma działanie

Od ang. Linear No-Treshold Theory

8

przeciwne. Stwierdzono np., że napromienienie myszy dawką 0,2 Sv zaowocowało znacznym wzrostem poziomu przeciwciał w surowicy. Napromieniowanie myszy dawką 0,5-1 Gy (promieniowaniem gamma Cs-137, 662 keV) przyniosło dwukrotne zmniejszenie częstości występowania raków i mięsaków;

Rys. 14.5 Wprowadzane w ramach hipotezy LNT zmiany nachylenia prostej w zależności od wielkości dawki i mocy (czynnik DDREF – od ang. Dose - Dose Rate Effectiveness Factor)

Rys. 14.6 Roczna śmiertelność na raka w USA/ 100 000 mieszkańców w latach 1950 – 1967 6 6

Frigerio and Stoff, IAEA Publications, 1976

9

•

Czas życia myszy napromienionych małymi dawkami wyraźnie wzrósł (rys. 14.7 i 14.8)

Rys. 14.7 Przeżywalność 7 myszy MRL-lpr/lpr napromienianych (137-Cs) przez 5 tygodni z mocą dawki 0,35 lub 1,2 mGy/godz w porównaniu z grupą kontrolną (z prezentacji Kazuo Sakai, Low Dose Radiation Research Centre, Central Research Institute of Electric Power Industry)

Rys. 14.8 Wygląd myszy po 90 dniach: napromienionych (moc dawki 0,70 mGy/godz) i nie poddanych napromienieniu. U tych ostatnich efekt starzenia (choćby widok sierści) jest wyraźny. 7

Ina and Sakai, Radiat. Res. 161 (2004) 168

10

•

Liczba raków skóry u myszy w funkcji czasu od podania rakotwórczego metylocholantrenu, jest znacznie mniejsza u myszy, które wcześniej zostały poddane wstępnemu napromienieniu (rys. 14.9)

Rys. 14.9 Zapadalność na indukowanego metylocholantrenem (MC) raka skóry u myszy nienapromienianych i eksponowanych na promieniowanie gamma o małej mocy dawek. •

Generalnie rozwój nowotworów u myszy poddanych działaniu małych dawek promieniowania rentgenowskiego wykazuje na zmniejszającą się liczbę raków w stosunku do grupy kontrolnej, patrz Tabela 14.2.

Tab. 14.2 Rozwój nowotworów u myszy poddanych działaniu małych dawek promieniowania rentgenowskiego 8

Dawka [mGy] Kontrola 50 75 100 150 • •

8

Rak płuc Lewis’a 84,5 ± 13,9 16,3 ± 4,5 27,3 ± 8,8 20,4 ± 4,4 26,9 ± 4,5

Czerniak B16 125,8 ± 32,1 44,2 ± 12,9 25,0 ± 7,5 47,0 ± 11,3 54,4 ± 21,6

U mieszkańców Nagasaki napromienionych dawką poniżej 0,1 Sv (pamiętajmy jednak o dużej mocy dawki!) stwierdzono zmniejszenie zapadalności na białaczki, raka płuc i raka jelita grubego (rys. 14.10); Napromieniowanie całego ciała lub połowy ciała małymi dawkami przyniosło pozytywne skutki w eksperymentalnym leczeniu nowotworów. Spośród pacjentów

Ju et al., 1995

11

chorych na białaczkę po 9 latach od kuracji z zastosowaniem chemioterapii przeżyło 50%, podczas gdy przeżywalność leczonych małymi dawkami wyniosła 84%;

Rys. 14.10 Ryzyko względne zapadalności na białaczkę wśród kobiet - ofiar wybuchu jądrowego nad Nagasaki w 1945 r. • •

W obszarach o podwyższonym (dziesięciokrotnie lub więcej) poziomie promieniowania naturalnego (patrz rozdz. XIII) nie obserwuje się zwiększenia zapadalności na choroby nowotworowe i inne; W dużych populacjach naświetlanych małymi dawkami zmniejsza się śmiertelność (nie tylko z powodu nowotworów), patrz tabela 14.3 zgonów spowodowanych nowotworami wśród pracowników przemysłu nuklearnego (Luckey, 1999).

Tab. 14.3 Śmiertelność na 1000 pracowników przemysłu nuklearnego w porównaniu z grupą kontrolną.

Grupa Pracownicy lab. w Los Alamos Pracownicy stoczni Obserwatorzy wybuchów nukl. w USA Obserwatorzy wybuchów nukl. w Kanadzie Pracownicy fabryk w Oak Ridge Pracownicy fabryk broni jądrowej w W.Brytanii Pracownicy przem.nukl. w Kanadzie

Dawka życiowa [cGy] 2

Śmiertelność/1 000 Eksp/Kontr 17,7/20,1

% 88

≥1 1,3

19,4/29,8

65

22,0/26,5

83

1,3

33,4/38,1

88

3,2

20,8/34,8

60

3,4

2,3/9,9

23

2

20,3/23,7

86

12

•

Badania śmiertelności pracowników jądrowego przemysłu stoczniowego, chroniczne narażonych na promieniowanie gamma jest zdecydowanie mniejsza niż w grupie kontrolnej tej samej stoczni lecz w części nie związanej z promieniowaniem – patrz. Tabela 14.4 Tab. 14.4 Standardowy wskaźnik śmiertelności SMR (od ang. Standard Mortality Ratio) wśród pracowników jądrowego przemysłu stoczniowego 9

Przyczyna śmierci Alergie, metabolizm, endokrynologiczne Choroby układu oddechowego (wszystkie) Zapalenie płuc Rozedma płuc Astma Wszystkie infekcje Całkowita śmiertelność •

SMR 0,69 (0,12) 0,62 (0,08) 0,68 (0,04) 0,63 (0,26) 0,30 (0,43) 0,86 (0,72) 0,78 (0,04)

Śmiertelność na raka płuc wśród pacjentów chorych na gruźlicę i poddawanych częstym prześwietleniom rentgenowskim jest wyraźnie mniejsza niż w grupie kontrolnej, patrz rys. 14.11.

Rys. 14.11 Śmiertelność na raka płuc wśród kanadyjskich pacjentów chorych na gruźlicę 10 w zależności od otrzymanej dawki

9

R.Sponsler, J.R. Cameron, Int. J.Low Radiat. 1 (2005) 463-478 Howe, J.Radiat. Res. 142 (1995) 295-304

10

13

•

•

Śmiertelność z powodu nowotworów wszystkich rodzajów wśród ratowników pracujących podczas awarii reaktora w Czarnobylu jest 11 o 13% niższa niż oczekiwana na podstawie hipotezy liniowej bezprogowej, a w przypadku guzów litych o 17% Generalnie odpowiedź układu odpornościowego na napromienianie, mierzona zarówno in vitro, jak in vivo wykazuje efekt hormetyczny w obszarze małych dawek, patrz rys. 14.12.

Rys. 14.12 Odpowiedź układu immunologicznego na działanie dawek 12 •

11 12

13

Względnie niedawno 13 podano do wiadomości wyniki badań znaczącej liczby (ok. 10 tysięcy) mieszkańców Tajwanu, którzy przez 9 do 20 lat mieszkali w osiedlu 180 domów zbudowanych z betonu, w którym stal zbrojeniowa została, oczywiście nieświadomie, zanieczyszczona stopionym wspólnie silnym źródłem kobaltowym (okres połowicznego zaniku 5,3 lat). W domach tych, ale także w miejscach użyteczności publicznej, jak szkoły i małych przedsiębiorstwach, panowało wyraźnie podwyższone promieniowanie, a mieszkańcy, nie wiedząc o tym, otrzymali średnio dawki 0,4 Sv. Gdy odkryto ten fakt przebadano mieszkańców osiedla i porównano wyniki z wynikami badań grupy kontrolnej o podobnych charakterystykach. Przede wszystkim dokonano możliwie dokładnego pomiaru dawek otrzymanych przez mieszkańców. Jak się okazało, około 10% rezydentów osiedla otrzymało w roku 1983 dawkę 525 mSv, a łączną w latach 1983-2003 aż 4 Sv. 9% mieszkańców otrzymało dawki 60 mSv w roku 1983 i łącznie 420 mSv. Pozostałe 80% grupy otrzymało dawki 18 mSv w 1983 i dawkę łączną 120 mSv. Choć, jak widać, wielu rezydentów otrzymało stosunkowo wysokie dawki, u żadnego z nich nie wystąpiły objawy ostrej choroby popromiennej, tak jak to było u ofiar bombardowań, czy u ratowników w Czarnobylu. Natomiast okazało się, że promieniowanie w sposób znaczący obniżyło śmiertelność na nowotwory w grupie poddanej napromienieniu, patrz rys. 14.13. O ile w okresie badanych 20 lat średnia V.K. Ivanov et al., Health Phys. 81 (2001) 514 oraz J.Radiat. Res. 45 (2004) 41-44 Pollycove, Environ. Health Perspect. (1998) W.L.Chen i in., J.Amer.Physicians and Surgeons 9 (2004) 6-10

14

Śmiertelność na raka/ 100 000 osobo-lat

śmiertelność z powodu nowotworów złośliwych wynosiła na Tajwanie 116 na 100 000 osobo-lat, w grupie poddanych podwyższonym dawkom wynosiła ona 3,5. Na spodziewanych w ciągu 20 lat (na podstawie hipotezy liniowej bezprogowej) 302 przypadki śmiertelnych nowotworów, z których 70 (głównie białaczek) miało powstać w wyniku napromienienia, stwierdzono w sumie zaledwie 7 przypadków, a więc 3% (!) oczekiwanych zgonów. Również w wypadku defektów płodowych, których spontaniczna częstotliwość na Tajwanie wynosi 23 na 1000 dzieci, zanotowano jedynie 1,5 przypadków na 1000 dzieci poniżej 19. roku życia urodzone przez osoby „napromienione”. Ze spodziewanych 67 przypadków, z których 21 miało być wywołanych napromienieniem, stwierdzono w sumie tylko 3 przypadki. W grupie badanych osób nie zanotowano także aberracji chromosomalnych, choć obserwowano drobne zmiany na poziomie komórkowym. Zmiany te jednak ewidentnie nie prowadzą do efektów szkodliwych dla zdrowia. W tej sytuacji zasadnym staje się pytanie postawione w tytule cytowanej pracy Chena i in., czy przypadkiem małe dawki promieniowania nie działają profilaktycznie.

160 140 120 100

Morta litykontrolna of public Grupa 80

Rezydenci Morta lity of irra dia te d re s ide nts

60 40 20 0 83

84

85

86

87

88

89

90

91

92

93

94

95

96

97

98

99

2000 2001

ROK Rys. 14.13 Śmiertelność z powodu nowotworów (na 100 000 osobo-lat) wśród rezydentów osiedla domów z promieniotwórczą stalą w porównaniu z grupą kontrolną w latach 1983 – 2001. Trend wzrostowy w grupie kontrolnej Tajwańczyków autorzy tłumaczą powiększającą się długością życia

14.5 Napromienianie dużymi dawkami

Jeśli promieniowanie wywołuje na poziomie komórkowym istotne zakłócenia w funkcjonowaniu komórki, włącznie z jej śmiercią, a efekty zmian w komórkach prowadzą do poważnych zmian w funkcjonowaniu narządów, wpływ promieniowania nazywa się

15

deterministycznym. Wpływ ten obserwuje się dopiero po przekroczeniu pewnej dawki (progu) promieniowania i wzrasta on ze wzrostem dawki wyższej od progowej. Przekroczenie progu dawki powoduje bowiem śmierć tylu komórek danego narządu lub tkanek, że ich dalsze normalne funkcjonowanie przestaje być możliwe. Ponieważ efekty, o których mowa pojawiają się zazwyczaj wkrótce po napromieniowaniu, użycie nazwy skutki wczesne jest jak najbardziej uzasadnione. Typowymi są tu zmiany w liczbie limfocytów krwi, oparzenia skóry oraz ostra choroba popromienna.

Na przestrzeni ostatnich 20 lat skutki zdrowotne promieniowania jonizującego dzielono w ochronie radiologicznej na deterministyczne i stochastyczne. Takie rozróżnienie, będące konsekwencją przyjęcia założenia, że skutek powinien być proporcjonalny do dawki (LNT) nie jest jednakże stosowane w medycynie. Jak się wydaje, znacznie racjonalniej jest mówić o skutkach wczesnych i późnych. Taki podział nie wyklucza prawdziwości hipotezy LNT, łatwiej trafia do wyobraźni, a jest również precyzyjniejszy. Wczesne zmiany w narządach po napromieniowaniu dużą dawką obejmują (patrz także Tabela 14.5): • ostre popromiennne zapalenie skóry, • wyłysienie, • niedobór limfocytów i zaburzenia odporności, • niedokrwistość, • niepłodność, • zmętnienie soczewki (w dalszym etapie przechodzące w zaćmę), • ostre zapalenie jelit, krwawienia i utratę płynów. Odległe (późne) skutki napromieniowania dużymi dawkami, to • nowotwory złośliwe i białaczki, • skrócenie czasu życia, • inne (przeważnie „narządowe”, jak zaćma, czy bezpłodność).

Dla dużych dawek promieniowania (powyżej około 1 Sv) występowanie śmiertelnych nowotworów wzrasta liniowo ze wzrostem dawki (na omawianym dalej rys.14.14 pokazujemy ten efekt u ofiar bombardowań jądrowych w Hiroszimie i Nagasaki). Jest to naturalne: mniejsze dawki uszkadzają tylko tkanki bardziej promienioczułe, większe – wszystkie lub większość tkanek. W wypadku naświetlenia dużą dawką może pojawić się ostra choroba popromienna. Jest ona zespołem zmian występujących po napromienieniu dawką większą od wspominanej już LD 50 30 - dawki, po której połowa populacji umiera w ciągu 30 dni, rys. 14.1. Typowe objawy zwiastujące, to nudności i wymioty, które zwykle ustępują na jakiś czas, po czym pojawiają się objawy rozwiniętej choroby charakterystyczne dla (patrz Tabela 14.6): - zespołu hematopoetycznego: destrukcja szpiku kostnego prowadząca do krwotoków tkankowych i załamania odporności organizmu; - zespołu jelitowego, kiedy to pojawia się dodatkowo ostre zapalenie jelit (brak łaknienia, senność, wysoka temperatura i biegunka prowadząca do odwodnienia organizmu); - zespołu mózgowo-naczyniowego, objawiające się pobudzeniami naprzemiennymi z apatią, utratą równowagi, zaburzeniami koordynacji ruchowej, spadkiem ciśnienia krwi, drgawkami i śmiercią na skutek obrzęku mózgu i wzrostu ciśnienia wewnątrzczaszkowego.

16

Tabela 14.5 Typowe wczesne zmiany powstające w wyniku napromienienia. Narząd

Rodzaj zmian

Skutki kliniczne

Skóra

Rumień, odczyn pęcherzowy, owrzodzenie, martwica Zmiany linii papilarnych, suchość i scieńczenie skóry, rozszerzenie naczyń, przebarwienia, zaburzenia rogowacenia Wypadanie włosów

Ostre popromienne zapalenie skóry Przewlekłe popromienne zapalenie skóry

Śledziona, węzły chłonne, grasica

Uszkodzenie komórek limfatycznych

Limfopenia, zaburzenia odporności

Szpik

Uszkodzenie komórek krwiotwórczych

Limfopenia, granulocytopenia, niedokrwistość, skaza krwotoczna

Jądra, jajniki

Zaburzenia spermatogenezy, uszkodzenia oocytów i pęcherzyków

Niepłodność (najczęściej przejściowa)

Oko

Zmętnienie soczewki

Zaćma

Przewód pokarmowy

Uszkodzenie komórek brodawek, krypt i gruczołów, owrzodzenia i martwica błony śluzowej

Ostre zapalenie jelit, krwawienia, utrata płynów

Epilacja

Tab. 14.6 Średni okres przeżywalności ssaków po naświetleniu całego ciała dużymi dawkami

Tygodnie

Dni

Godziny

Zespół hematopoetyczny (odpowiedzialny za powstawanie i różnicowanie się ciałek krwi w szpiku kostnym)

zespół jelitowy

zespół mózgowonaczyniowy

Dawka

2 – 10 Gy

10 – 100 Gy

17

powyżej 100 Gy

Napromieniowanie dawką rzędu 1-2 Gy może doprowadzić do śmierci komórek krwiotwórczych w szpiku kostnym i w konsekwencji do zmniejszenia lub zatrzymania dostarczania do krwi czerwonych i białych krwinek. W rezultacie tego procesu, po około 3 tygodniach, bariera immunologiczna gwałtownie się obniża, a naświetlony człowiek gorączkuje, jest podatny na infekcje, występują krwawienia, a nawet śmierć, o ile szpik kostny w tym czasie nie zacznie się regenerować. Aby nastąpiło śmiertelne uszkodzenie układu krwiotwórczego u człowieka wystarcza dawka w granicach 3 do 3,5 Sv, choć wielkość tej dawki zależy w ogólnym wypadku od odporności osobniczej. Z takimi dawkami możemy spotkać się w wyniku wybuchu jądrowego. Należy też zwrócić uwagę, że o śmiertelności decyduje w znacznym stopniu fakt, czy naświetlony człowiek jest, czy nie pod opieką lekarza. Znane są przypadki przeżycia osób, które pomimo otrzymanej dawki 4-5 Gy przeżyły dzięki szybko udzielonej pomocy lekarskiej 14 . Wywołane napromieniowaniem zmiany w komórkach mogą przejawiać się w złożony sposób. Niektóre uszkodzenia, np. mutacje DNA, mogą (choć nie muszą) ulec utrwaleniu i, jeśli ich ilość i jakość są odpowiednie, indukować tzw. transformację komórki, co – po wielu kolejnych przemianach – może doprowadzić do rozwoju choroby nowotworowej. Proces ten uzależniony jest od wielu dodatkowych czynników i pojawia się w sposób przypadkowy. Tak więc prawdopodobieństwo jego zajścia może (ale nie musi) wzrastać ze wzrostem dawki. Właśnie takie efekty nazywano (i często nazywa się do dziś) stochastycznymi i dotyczą one głównie nowotworów 15 . Objawy mogą wystąpić po stosunkowo długim czasie (nawet 20 lat i dłużej) od chwili napromienienia, co bardzo utrudnia stwierdzenie, że właśnie ono je spowodowało. To, że mamy tu do czynienia z efektami wyłącznie natury statystycznej jest istotnym założeniem, z którego niestety często wyprowadza się błędny wniosek, że rozpatrywane efekty muszą być zawsze wprost proporcjonalne do wielkości pochłoniętej dawki. Dane otrzymane z badań na komórkach wskazują, że liczba mutacji wewnątrz komórki jest istotnie proporcjonalna do dawki. Jednakże dla oceny skutków promieniowania należy wziąć pod uwagę samą wielkość dawki i mocy dawki, naturalne siły obronne organizmu i złożoność procesów rozwoju nowotworów, co w sumie prowadzi do znacznie subtelniejszych niż liniowa zależności. Z danych dla ofiar bombardowań atomowych w Hiroszimie i Nagasaki wynika jednak, że w obszarze dużych dawek i dużych mocy dawek założenie o liniowości efektów w funkcji dawki ma uzasadnienie. Do stochastycznych efektów również zalicza się zmiany w komórkach rozrodczych (komórki jajowe i plemniki), które mogą prowadzić do mutacji u potomstwa. Jak dotąd jednak nie zanotowano, na wiarygodnym poziomie statystycznym, takich zmian u ludzi. Właśnie dlatego bezpieczniej jest mówić o skutkach późnych niż stochastycznych.

W literaturze podawane są różne wartości dawek śmiertelnych. Np. dawka 3-3,5 Sv podawana jest też jako LD50/60, a więc prowadząca do zgonu 50% populacji w czasie 60 dni. Jak się wydaje, czynnik 2 jest typowym czynnikiem niepewności wielu danych związanych z działaniem promieniowania jonizującego. Wypadek w Tokaimura (Japonia) na przełomie września i października 2000 r. pokazał, że postęp medycyny pozwala, aby przy właściwej opiece lekarskiej nawet naświetlenie dawką 10 Gy dało szansę ponad 60-dniowego przeżycia. 15 Przez stochastyczność procesu rozumie się działania, które zachodzą tylko z określonym prawdopodobieństwem, a więc w szczególności mogą nie zajść wcale. W przyjmowanej w ochronie radiologicznej definicji efektów stochastycznych zakłada się, że ich prawdopodobieństwo zależy liniowo od wartości dawki, zaś ich dolegliwość nie. 14

18

14.6 Dane epidemiologiczne i ich interpretacja

Epidemiologia zajmuje się badaniami statystycznymi występowania danej choroby w określonej populacji, a celem badań jest uwidocznienie przyczyn i wielkości ryzyka związanego z różnymi czynnikami chorobotwórczymi. Podstawą do wnioskowania jest zgromadzony materiał statystyczny, który zawiera z reguły bardzo wiele parametrów, gdyż rzadko zdarza się, aby dana choroba miała tylko jedną przyczynę. Tak więc, może być prawdą, że ryzyko zgonu z powodu nowotworu złośliwego wynosi w populacji ogólnej ok. 20%, jednakże przy tak ogólnikowej informacji zakładamy, że każda osoba z tej populacji ma taką samą szansę zachorowania. Oznacza to tylko, że uznajemy wszystkie możliwe inne czynniki obciążające (konfundujące) 16 za nieistotne dla wyniku badań, przy czym ignorujemy np. ewentualne uwarunkowania genetyczne, nawyki żywieniowe lub nałogi. Typowym założeniem w ocenie wiarygodności informacji jest przyjęcie, iż niepewność szacowanej wielkości określona jest przez statystykę Poissona. Jeśli więc szansa zgonu w wyniku choroby nowotworowej wynosi 20%, to oczekujemy, iż spośród N osobników zachoruje N/5 z niepewnością (średnie odchylenie kwadratowe) σ = (N/5)1/2, rozumianą w ten sposób, że przy powtarzaniu badań na populacjach złożonych z N osobników każda, w 95% grup wynik powinien się zawierać w granicach ± 2(N/5)1/2 = ±2σ 17 . Tak więc badając 500 ludzi i zakładając, że prawdopodobieństwo zgonu z powodu nowotworu wynosi 20% spodziewamy się od 80 do 120 takich zgonów. Jeśli teraz chcemy skoncentrować się tylko na jednej, dodatkowej przyczynie śmierci z powodu nowotworu, musimy wykazać, że w warunkach występowania tej przyczyny prawdopodobieństwo zgonu jest wyższe co najmniej o (2-3)σ od oczekiwanego, gdy ta przyczyna nie występuje. W wypadku małych dawek promieniowania czynnik ryzyka jest niewielki. Wynika stąd konieczność przebadania dużych populacji ludzkich, aby móc możliwie precyzyjnie go określić. Zgodnie z zaleceniami Międzynarodowej Komisji Ochrony Radiologicznej (ICRP), otrzymanie sumarycznej dawki 1 Sv prowadzi do podwyższenia ryzyka zgonu z powodu raka o 5%. Spróbujmy ocenić liczbę naświetlonych osób N, które należy przebadać, aby uzyskać statystycznie wiarygodny wynik dla takiego właśnie współczynnika ryzyka. Badaniem trzeba objąć dodatkowo grupę kontrolną złożoną z podobnej (lub lepiej - większej) liczby N, osób, które nie były naświetlane 18 . Niech liczba osób, które zmarły na raka w pierwszej grupie będzie Nb, w grupie kontrolnej zaś Nk. Ułamek zgonów w pierwszej i drugiej grupie wynosi odpowiednio xb = Nb/N i xk = Nk/N. Zgodnie z założeniem hipotezy liniowej bezprogowej, jeśli różnica xb - xk wywołana jest tylko działaniem promieniowania, to powinna być równa dawce D (w Sv), otrzymanej przez osobników z grupy badanej, pomnożonej przez współczynnik ryzyka np. 0,05/Sv (co oznacza, że pochłonięcie przez badane osoby dawki 1 Sv winno wywołać zwiększenie odsetka zgonów o 5% ponad śmiertelność xk w grupie kontrolnej), a więc

16

Chodzi tu o czynniki ważne dla danego zjawiska, a których albo nie znamy, albo nieświadomie pominęliśmy. Przy badaniach dużych populacji rozkład Poissona przechodzi w tzw. rozkład normalny (Gaussa). Dla tego ostatniego, 95% wyników zawiera się w granicach (tzw. przedział 95%. ufności) ±1,96σ wokół wartości średniej. 18 W idealnym układzie grupa kontrolna powinna znacznie przewyższać liczebność grupy badanej, gdyż wtedy niepewność xk staje się nieistotnie mała wobec niepewności wielkości xb. 17

19

x = xb − x k =

Nb − Nk = 0,05 D N

(14.1)

Wielkość znajdującą się po lewej stronie powyższego równania znamy z dokładnością wyznaczaną przez statystykę Poissona. Łatwo sprawdzić, że średni błąd kwadratowy wielkości x (przyjmujemy, że liczba N jest na tyle duża, że nie wpływa na ocenę błędu) wynosi σx =

1 Nb + Nk = N

xb + xk N

(14.2)

Dla uzyskania wiarygodności statystycznej wielkości różnicy zachorowalności w grupie badanej i kontrolnej uzyskana wartość xb - xk powinna co najmniej dwukrotnie przekraczać niepewność σx, my zaś przyjmiemy tu 3, jako taki czynnik, który nie powinien wzbudzić wątpliwości u większości eksperymentatorów. Oznacza to, że chcemy, aby 0,05D > 3 σx, co prowadzi do nierówności N>9

xb + xk (0,05D) 2

(14.3)

Oznacza to dalej, że w przypadku dodatkowej dawki rocznej 1 mSv (roczna dawka graniczna dla ogółu ludności) w okresie 70 lat, a więc D = 0,07 Sv, przy typowej wartości xk = 0,2 powinniśmy oczekiwać xb = 0,2 + 0,05D = 0,2035 i aby stwierdzić, że ten współczynnik 0,05 jest prawdziwy należy przebadać 296 449 osób naświetlanych plus tyle samo w grupie kontrolnej i to w warunkach stabilnych (np. przy braku migracji ludności). Dla ilustracji podajemy w Tabeli 14.7, ile osób (w sumie) należy przebadać, aby przy obecnej znajomości wpływu promieniowania jonizującego w obszarze niskich dawek i mocy dawek można było wiązać powstanie choroby z ekspozycją na promieniowanie. Przyjęliśmy tu, że badane osoby były naświetlane przez okres 40 lat (i tylko 40 lat) różnymi dodatkowymi dawkami. Nie uwzględniliśmy jednak istotnego czynnika jakim jest zmiana prawdopodobieństwa zachorowania na raka wraz z wiekiem badanych osób (wzrost współczynnika xk z wiekiem, a więc i zmiana liczebności badanych), natomiast zwracamy uwagę, że w kompleksowych badaniach należy ten czynnik uwzględniać i to z wysokim priorytetem, co wymaga prowadzenia wieloletnich obserwacji. Łatwo więc zorientować się na podstawie Tabeli 14.7, jak trudno jest uzyskać w pełni wiarygodne wyniki w obszarze małych dawek. Wybór grupy kontrolnej nie może być przypadkowy i opierać się tylko na liczbach badanych osób. Aby porównanie miało sens należy spełnić szereg trudnych warunków, dotyczących podobnego rozkładu wieku, płci, predyspozycji genetycznych, narażeń na substancje mogące wywołać identyczne skutki chorobowe lub obniżające siły odpornościowe organizmu, nawyków i innych warunków życia w obu grupach. Mówiąc o chorobach wywoływanych promieniowaniem jonizującym, jesteśmy z reguły nastawieni na problem tworzenia się nowotworów. Sytuacja bynajmniej nie jest prosta z punktu widzenia zdobywania w pełni wiarygodnej informacji. Przede wszystkim należy

20

pamiętać, iż czas utajnienia choroby nowotworowej jest, jak już mówiliśmy, na ogół długi, czasem 30-40 lat. Oznacza to, że należy prowadzić wieloletnie obserwacje zarówno narażonych, jak i odpowiedniej grupy kontrolnej. Z drugiej strony, nie mamy możliwości odróżnienia nowotworu wywołanego promieniowaniem od nowotworu wytworzonego z innych przyczyn. Tak więc możemy liczyć jedynie na wykazanie korelacji pomiędzy chorobą a konkretną przyczyną. Jednakże stwierdzona korelacja może być przypadkowa, gdy w badaniach nie uwzględniliśmy istotnych czynników obciążających, a nawet zastosowaliśmy nie najlepszą metodę analizy. Jak widać, prowadząc analizę badań musimy zachować ogromną ostrożność, szczególnie wtedy, gdy wnioski w jakiś sposób przeczą dotychczasowej wiedzy, a w szczególności podstawom biologii.

Tabela 14.7 Wymagana liczebność badanych (łączna w grupie narażonej i kontrolnej) w zależności od sumarycznej dawki pochłoniętej w okresie 40 lat, obliczona w oparciu o LNT wg kryterium (14.3) Dawka łączna w okresie 40 lat [mSv] 40 80 120 240 400 800 2000

Średnia dawka roczna [mSv]

Wymagana liczebność badanych

1,0 2,0 3,0 6,0 10,0 20,0 50,0

1 809 000 454 500 200 300 51 500 18 090 4 545 900

14.7 Ryzyko

Zajmijmy się teraz sprawą zdefiniowania ryzyka. Najprostszą definicją ilościową ryzyka R jest iloczyn prawdopodobieństwa zajścia określonego zdarzenia P przez czynnik skutku C, tj. R = PxC

(14.4)

Skutek można próbować określić w przedziale od zera do jedności, przy czym C = 1 oznacza zejście śmiertelne. W epidemiologii nowotworów wywołanych napromieniowaniem ograniczamy się wyłącznie do tego ostatniego przypadku, a więc R = P, przy czym stosuje się dwa pojęcia ryzyka: ryzyka bezwzględnego oraz ryzyka względnego. Z praktycznego punktu widzenia oznacza to, że albo podajemy różnicę całkowitej liczby zaobserwowanych nowotworów (O) 19 i spodziewanych (E) 20 w określonej populacji ludzi 21 , albo obliczamy ryzyko względne (ang. relative risk) RR, zdefiniowane jako RR = O/E

(14.5)

Jak powiedzieliśmy, chodzi o nowotwory, które spowodowały zejścia śmiertelne. Często też 19

Od angielskiego observed Od angielskiego expected 21 liczby te podajemy na ogół odniesione do 100 przypadków; typowa wartość E = 20/100 = 0,2 20

21

oblicza się tzw. dodatkowe (nadmiarowe) ryzyko względne (ang. excess relative risk), tj. wielkość ERR = (O – E)/E

(14.6)

Wielkość tę odnosimy do jednostkowej wartości równoważnika dawki np. 1 Sv. Jak już wspomnieliśmy, wartością podawaną przez ICRP jest ERR = 0,05/Sv. Często wielkość ryzyka odnosi się też do liczby osobo-lat (PY) 22 obserwacji i wtedy odpowiednie wartości dzieli się przez PY. Np. ryzyko bezwzględne będzie wtedy zdefiniowane jako (O – E)/PY. W literaturze wielkość tę nazywa się czasem „bezwzględnym dodatkowym ryzykiem” (ang. absolute excess risk). Dzieląc ERR przez PY otrzymamy inną definicję względnego ryzyka nadmiarowego. Istnienie różnych definicji utrudnia porównywanie danych. Z zebranego dotąd materiału wynika, że przy naświetlaniu całego ciała jednorazową (w czasie rzędu kilku minut lub krócej) dawką 1 Gy, względne ryzyko powstania śmiertelnego guza nowotworowego wynosi RR =1,4, a więc względne ryzyko nadmiarowe wynosi 0,4, co oznacza wzrost o 40% ponad normalną częstotliwość zgonów z powodu nowotworów. Biorąc pod uwagę, że „naturalne” ryzyko śmierci z powodu nowotworu wynosi 20-25%, podana liczba oznacza, że w odniesieniu do typowej długości życia 70 lat, tego typu naświetlenie (dawką 1 Gy) stwarza około 10.-procentowe ryzyko zgonu na jedną z odmian guza litego (w istocie rzeczy jest ono różne dla kobiet i mężczyzn; obecnie uważa się, że liczba ta jest bliższa 11)23 , będące skutkiem napromieniowania. Inaczej mówiąc, można przewidywać, że na 10 000 osób naświetlonych jednorazową dawką 0,01 Gy u 10 - 11 z nich rozwinie się śmiertelna choroba nowotworowa jako skutek ekspozycji na promieniowanie. Jest rzeczą oczywistą, że w parametry użyte do oceny ryzyka mogą zależeć od wielu czynników: od dawki, mocy dawki, wieku, w którym nastąpiło napromienienie, od czasu, który upłynął od napromienienia, od płci, miejsca pobytu itp. W istocie więc rzetelna analiza ryzyka jest wieloparametryczną, co oznacza konieczność naboru stosunkowo dużej liczby danych i prowadzenie bardzo ostrożnej analizy wartości i niepewności dopasowywanych parametrów modelowych.

14.8 Opis matematyczny ryzyka

Jest regułą, że obserwując pewne zależności między znanymi nam wielkościami (np. pomiędzy liczbą zgonów, a otrzymaną dawką) staramy się je opisać funkcją zawierającą parametry, których liczba zależy od stopnia złożoności badanego zjawiska i użytej do opisu funkcji. Poszukiwane parametry dopasowujemy stosując np. metodę najmniejszych kwadratów, tj. szukamy takich wartości parametrów, które zminimalizują funkcję

χν 2 =

1 N −ν

∑ i

(d i − t i ) 2

σ i2

22

(14.7)

Od angielskiego person-years liczba ta otrzymana została na podstawie badań ofiar bombardowań Hiroszimy i Nagasaki i dotyczy skutków ostrego napromieniowania dawką w granicach 0,01 – 2,5 Sv. W istocie może być ona różna dla różnych grup ludności. Niestety jest ona także obciążona wiarygodnością założeń modelowych co do zmiany współczynnika ryzyka z wiekiem, w którym nastąpiło napromieniowanie danej osoby. Biorąc pod uwagę, iż każda odmiana raka powinna być rozpatrywana oddzielnie, podane wyżej 11% należy traktować jako bardzo zgrubną i jedynie orientacyjną wartość średnią. 23

22

gdzie di oznacza zbiór N danych pomiarowych, ti – wartości modelowe funkcji zawierającej poszukiwane parametry, σi – średnie odchylenia standardowe poszczególnych punktów pomiarowych, a ν jest liczbą wyznaczanych parametrów. Dobre dopasowanie oznacza otrzymanie wartości χν2 bliskiej jedności. Prowadząc dopasowania zapomina się jednak często, iż wielkość χν2 ma też swój charakterystyczny rozkład prawdopodobieństwa. Z tego względu, gdy wartość ta staje się wyraźnie mniejsza od jedności oznacza to jedynie, że błędy są na tyle duże, że uzyskana dobra zgodność modelu z doświadczeniem nie przemawia jednoznacznie za wyborem modelu. Ponadto, otrzymanie dobrego dopasowania oznacza tylko tyle, że dane dobrze odzwierciedlają charakter dopasowywanej funkcji. Nasze zadanie natomiast jest raczej odwrotne: chcielibyśmy bowiem wiedzieć jaka jest najbardziej wiarygodna funkcja opisująca nasze dane. Ponieważ dane obarczone są zawsze błędami statystycznymi (czasem także i systematycznymi), takich funkcji, z którymi nasze dane nie są sprzeczne, może być w istocie nieskończenie wiele. Co robić więc w warunkach uzyskiwania zbliżonych wartości χν2 dla dwóch modeli, np. modelu A i modelu B, różniących się liczbą parametrów? Odpowiedź na tak postawione pytanie daje tzw. analiza bayesowska 24 . Zgodnie z nią, względna wiarygodność modelu (funkcji) A w porównaniu z modelem (funkcją) B wynosi: wA / B =

L( A) P( A) ⋅ , L( B) P( B)

(14.8)

gdzie L(A) i L(B) oznaczają funkcje wiarygodności dla modeli A i B – w najprostszym wypadku exp(-0,5χ2), gdzie funkcja χ2 różni się od χν2 brakiem czynnika (N-ν) przed sumą w równaniu (14.7), natomiast P(A) i P(B) oznaczają oszacowane ilościowo aprioryczne wiarygodności modeli A i B. W ogólnym przypadku, im mniej z góry wiemy o słuszności tych modeli, tym te wartości są mniejsze. Pamiętajmy jednak, że to co się tu liczy, to wiarygodności względne. Jeśli model zawiera określoną liczbę parametrów, to w zależności od tego, jak dobrze znamy możliwy przedział zmienności tych parametrów, parametry dopasowane metodą najmniejszych kwadratów będą miały większą lub mniejszą wiarygodność statystyczną. Czasem możemy także być zainteresowani względną wiarygodnością modeli bez względu na wartość któregoś z użytych w modelu parametrów. Wówczas funkcje typu L(A), czy L(B) powinny być w odpowiedni sposób wycałkowane po takich parametrach zbędnych. O procedurze tej, zwanej marginalizacją można przeczytać m.in. w cytowanej monografii Sivii i Skillinga22. Rozważania te mają o tyle znaczenie, że, jak już mówiliśmy, w modelowaniu dodatkowego ryzyka względnego, czy bezwzględnego, należy liczyć się, że modelowana funkcja będzie funkcją wielu parametrów. Wybór grupy kontrolnej też nie jest bez znaczenia. Trzeba mieć zaiste bardzo dobry materiał statystyczny, aby te wszystkie zależności opisać w jednoznaczny i wiarygodny sposób.

14.9 Zgromadzony materiał statystyczny

W paragrafie tym będziemy w znacznym stopniu korzystali z danych Komitetu Naukowego Narodów Zjednoczonych ds. Skutków Promieniowania Atomowego (UNSCEAR) oraz danych wyselekcjonowanych przez amerykańską organizację Radiation, Science and Health. Na początku, w Tabeli 14.8 przedstawiamy liczbę napromienionych osób, które objęto do tej 24

D.S.Sivia, J.Skilling, Data Analysis. A Bayesian Tutorial, Oxford Univ. Press (2006)

23

pory badaniami, na podstawie których wnosimy dziś o ryzyku związanym z promieniowaniem. Są to najczęściej analizowane dane. Taką analizę można znaleźć np. w raportach UNSCEAR. Tu chcemy zwrócić jedynie uwagę na fakt, iż badania, o których mowa w Tabeli 14.8 dotyczą głównie skutków śmiertelnych oraz, w mniejszym stopniu, zapadalności na choroby nowotworowe, które niekoniecznie muszą mieć skutek śmiertelny. Z całości materiału wyselekcjonujemy tylko dwa przypadki, które posłużą do ilustracji problemów związanych z modelowaniem i interpretacją ryzyka związanego z napromieniowaniem małymi dawkami.

Tabela 14.8 Materiał statystyczny, na podstawie którego wnioskujemy o skutkach napromieniowania Źródło ekspozycji

Rodzaj narażenia lub badanej grupy

Bombardowania i opad Ocalałe ofiary w Japonii promieniotwórczy po Wyspiarze z Wysp Marshalla wybuchach jądrowych Semipałatyńsk/Ałtaj (b. ZSRR) Miednica Kręgosłup Skóra głowy Radioterapia Pierś Procedury z użyciem radu-224 Diagnostyka i leczenia jodem-131 Fluoroskopia (klatki piersiowej u Medyczne badania gruźlików) rentgenowskie Badania prenatalne Korzystanie z kontrastu torowego Wydobycie uranu Stosowanie farb radowych Narażenie zawodowe Przemysł jądrowy (Japonia, Wielka Brytania, USA, Kanada) Zanieczyszczenia Mieszkańcy okolic rzeki Tieczy (b. środowiska ZSRR) Mieszkańcy obszarów o wysokim poziomie promieniowania (Chiny, Promieniowanie Indie) naturalne Radon w kopalniach żelaza i cyny

Liczba przebadanych osób

86 572 2 273 30 000 193 108 13 914 27 000 4 215 3 938 55 619 77 557 44 616 11 150 64 479 3 746 210 573 26 485 106 000 3 829

14.9.1. Ocalałe ofiary bombardowań atomowych w Japonii

W wyniku zdetonowania bomb badana grupa ludzi była narażona na niemal natychmiastowe promieniowanie. W przebadanej grupie 86 572 osób w tzw. Life Span Study w latach 1950 1990 zanotowano 25 7 578 zgonów z powodów nowotworów, włączając w to 249 przypadków białaczek. Z porównania z grupą kontrolną można wnosić, że 334 zgony można przypisać działaniu promieniowania jądrowego. W tym samym czasie, 87 z obserwowanych 249 25

D.A.Pierce, Y.Shimizu, D.L.Preston, M.Vaeth, K.Mabuchi, Studies of the mortality of atomic bomb survivors, Report 12, Part I. Cancer: 1950-1990, Radiat,. Res. 146 (1996) 1-27

24

przypadków zachorowań na białaczki można przypisać efektom napromieniowania. Z rozpatrywanej grupy w roku 1991 żyło jeszcze 38 000 osób, a więc 44% badanej populacji. Jak widać liczba zgonów spowodowana promieniowaniem wynosi zaledwie 1% wszystkich zgonów, co wyraźnie kłóci się z dość powszechnym odczuciem, które w skrajnym przypadku utożsamia napromienienie z nieuchronnością zainicjowania śmiertelnych zmian nowotworowych. Istnieje szereg czynników utrudniających bezpośrednie zbadanie wpływu samego promieniowania zarówno w wyniku bezpośredniego bombardowania, jak i opadu promieniotwórczego po wybuchach. Niezbyt dobrze znane są same dawki, jak i moce dawek, a wkład od promieniowania neutronowego daje się ocenić tylko z grubym błędem. Grupę kontrolną stanowią ludzie, którzy znajdowali się w obszarze bombardowań, a więc narażeni na resztkowy choćby opad promieniotwórczy. Dawki otrzymane przez tę grupę szacuje się na 0.5 cGy (5 mGy).

Nachylenie=0,45/Sv

Rys. 14.14 Dodatkowe ryzyko względne powstawania śmiertelnych guzów nowotworowych w funkcji dawki dla ocalałych po bombardowaniach w Hiroszimie i Nagasaki. Podane na rysunku błędy odpowiadają jednemu średniemu odchyleniu kwadratowemu 26 .

Nie zawsze dobrze znane są patologie chorób i przyczyny śmierci osób w tej grupie. Z tego względu, pomimo stosunkowo dużej liczby przebadanych, wyniki badań ofiar bombardowań nie dostarczają pewnych danych dotyczących relacji pomiędzy efektem napromieniowania, a otrzymaną dawką. Jest swoistą anomalią, że "gołe" dane fundacji Radiation Effects Research 26

M.E.Schillaci, Radiation and Risk: A Hard Look at the Data, Los Alamos Science 23 (1995) 91-115

25

Foundations (RERF), zajmującej się badaniem ofiar bombardowań, nie są dostępne publicznie. Próby przejęcia przez amerykański Departament Energii kontroli nad Centrum Radiobiologii Człowieka skończyły się niemożnością opublikowania wyników dziesięcioletnich badań (1978-87) nad stanem zdrowia pracowników stoczni jądrowych, które to badania pochłonęły 10 milionów dolarów i wedle opinii Muckerheide'a 27 wyraźnie zaprzeczały tezie LNT. Z danych Kondo z RERF, przytoczonych ostatnio przez Radiation, Science and Health Inc. 28 , wiemy, iż spośród 75000 osób, obserwowanych w Japonii przez 40 lat, do 1985 roku zmarło 21000 osób, wśród których stwierdzono 500 nowotworów więcej niż oczekiwano dla "grupy kontrolnej". Jednakże w grupie, która otrzymała dawkę powyżej 2 Gy stwierdzono 600 nowotworów więcej, natomiast w grupie naświetlonej dawką mniejszą od ok. 200 mGy - o 100 nowotworów mniej. Niewątpliwie, wyniki badań wskazują, że w zakresie od ok. 50 mSv do 2500 mSv nadmiarowe ryzyko względne powstania guzów nowotworowych można uznać za wzrastające liniowo z dawką, a współczynnik określający to ryzyko wynosi ok. 0,45/Sv (patrz rys. 14.14). I chociaż przez dwa punkty na wykresie, dla dawek poniżej 200 mSv, można przeprowadzić prostą wskazującą nawet na zerowe ryzyko, wnioskowanie o innym czynniku ryzyka w obszarze małych dawek jedynie na podstawie tego wykresu nie wytrzymuje krytyki w świetle najprostszych kryteriów statystycznej wiarygodności. Użyty przez Schillaciego25 argument, iż dla tych dwóch punktów, w granicach dwóch standardowych odchyleń kwadratowych, uznanych za przedział 95%. ufności, nie stwierdza się wpływu promieniowania na powstawanie guzów nowotworowych, należałoby konsekwentnie rozszerzyć na pozostałe cztery punkty na wykresie, co poddałoby również w silną wątpliwość wiarygodność podanego wyżej współczynnika ryzyka 0,45/Sv. Rzeczony wykres nie zawiera istotnego w matematycznej analizie danych wielkości błędu określenia samej dawki, oznaczanego na rysunkach poziomą kreską. Przedstawione na rysunku punkty postawiono w środku przedziałów (nie zawsze identycznych) dawek zaabsorbowanych przez badanych. Patrząc na wyniki oczyma fizyka lub matematyka można jedynie stwierdzić, że gdyby nie fakt, iż punkt zerowy z definicji daje jednoznacznie określone nadmiarowe ryzyko równe zeru, omawiany współczynnik byłby znany z błędem porównywalnym z samą wartością współczynnika. Jedynie dzięki "usztywnieniu" punktu zerowego można mówić, że hipoteza liniowa jest w świetle tych danych najbardziej wiarygodna; nie można jednak zapominać, że błąd omawianego współczynnika jest znaczący i wynosi ok. 75% wartości najbardziej prawdopodobnej. Przeprowadzona niedawno 29 ostrożna analiza tych danych, uwzględniająca niepewność wielkości dawki, w szczególności pochodzącej od neutronów, a także dopuszczająca możliwość istnienia progu, powyżej którego zaczynają objawiać się negatywne dla zdrowia skutki, pokazała, że taki model z progiem nie jest w niczym gorszy od modelu liniowej zależności efektu od dawki w wypadku guzów nowotworowych i dobrze sprawdza się w wypadku białaczek. Pomimo wszystkich niepewności, wydaje się, że na podstawie danych z Hiroszimy i Nagasaki można zupełnie dobrze ocenić ryzyko wywołania choroby nowotworowej w wyniku ostrego napromieniowania. Podany wyżej współczynnik 0,45/Sv oznacza, że przy typowym odsetku 27

J.Muckerhide, It’s Time to Tell the Truth About the Health Benefits of Low-Dose Radiation, 21st Century, Summer (2000) 43-55 28 http://cnts.wpi.edu/RSH (2000) 29 G.S.Baker, D.G.Hoel, Corrections in the atomic bomb data to examine low dose risk, Health Phys. 85 (2003) 709-720

26

zachorowań na śmiertelne nowotwory w grupie kontrolnej (ok. 24%), bezwzględne ryzyko zachorowania w wyniku naświetlań wynosi ok. 11%. Jak już mówiliśmy, liczba ta zależy od płci (ryzyko zachorowań u mężczyzn wynosi ok. 9% podczas gdy u kobiet - 13%), wieku i rodzaju nowotworu. Natomiast w wypadku białaczek ryzyko jest około dziesięciokrotnie niższe (1%) i po około 20 latach od naświetlenia wydaje się systematycznie zmniejszać. Również w wypadku guzów litych podana liczba 11% może ulec obniżeniu i to nawet ok. trzykrotnie wraz z czasem, który upłynął od momentu napromieniowania. Podkreślmy, że oceny te dotyczą ostrego napromieniowania. W obszarze małych dawek i mocy dawek oszacowanie ryzyka prowadzi do liczb około dwukrotnie mniejszych. Poniżej omówimy badania dotyczące głównie tego obszaru. Wśród ofiar Nagasaki, napromieniona grupa wskazuje na dłuższą przeżywalność, jeśli za podstawę weźmie się ludzi w wieku powyżej 55 lat. Tabela 14.9 pokazuje stwierdzoną roczną śmiertelność kobiet w Nagasaki (na 100 tysięcy) w latach 1970-1976. Badane kobiety zostały w czasie wybuchu napromienione niewielką dawką. Z tabeli wynika, że w grupie kobiet napromieniowanych, badanych po przekroczeniu przez nich 50 lat, śmiertelność znacząco spadła. Podany przykład ilustruje tezę, iż promieniowanie w małych dawkach może mieć dla organizmu skutek dobroczynny (efekt hormezy radiacyjnej). Zetknęliśmy się z tym zjawiskiem wcześniej, gdy omawialiśmy przypadek promieniotwórczej stali w domach na Tajwanie. Tabela 14.9 Roczna śmiertelność kobiet w Nagasaki (na 100 000) badana w latach 19701976. Wiek kobiet dotyczy okresu, w którym przeprowadzono badania Wiek [lata]

30 – 39 40 – 49 50 – 59 60 – 69 70 – 79 >80

Dawka [mSv] <5 > 10 87 78 224 218 569 428 1303 833 4161 3243 12626 13158

Grupa kontrolna (nienapromieniona)

103 223 510 1516 5305 19634

Do często używanych przykładów dobroczynnych skutków promieniowania należy zależność śmiertelności ofiar Hiroszimy i Nagasaki od dawki dla przypadków zgonów z powodu białaczki, patrz rys. 14.10. Wykres przedstawia zależność względnego ryzyka (RR) od dawki i zawiera 5 punktów, z których pierwsze trzy leżą poniżej prostej względnego ryzyka RR = 1. Punkty te są wyznaczone z niepewnością, w ramach której można uznać je za nie odbiegające od RR = 1. Jakościowo biorąc, ogólny charakter zmian mógłby wskazywać na istnienie hormezy. Z matematycznego punktu widzenia jednakże, nie widać uzasadnienia dla opisu zależności względnego ryzyka krzywą drugiego stopnia! Niewątpliwie najbardziej wiarygodną zależnością (do wykazania metodami analizy bayesowskiej) jest zależność liniowa. Sam test χ2 pokazuje, że przyjmując zależność liniową otrzymuje się nieznacznie różny od zera współczynnik nachylenia prostej, przy czym unormowany do liczby punktów i liczby parametrów χ12 = 0,5, a dla hipotezy, iż względne ryzyko nie zależy od dawki otrzymamy χ02 = 0,4. Obie te liczby, jako znacznie mniejsze od jedności, pokazują, że przedstawiane na rysunku dane nie pozwalają na wyprowadzanie wniosku o bardziej złożonej

27

zależności ryzyka od wielkości dawki, zaś jedyną, statystycznie uzasadnioną konkluzją jest ta, że w obszarze dawek do 300 mSv nie można stwierdzić, że promieniowanie może być przyczyną powstania białaczki.

Model: RR = 1 + ALFA*DAWKA + BETA*DAWKA**2 Dane: śmiertelność na białaczkę wśród ofiar bombardowań

Rys. 14.15 Rozkład względnego prawdopodobieństwa słuszności modelu w funkcji współczynników występujących w tym modelu. Widać, że w dużym przedziale zmienności współczynników wiarygodność modelu prawie się nie zmienia, a to świadczy o niemożności przypisywania większego znaczenia tymże współczynnikom.

Postępując w myśl analizy bayesowskiej można pokazać, że model zerowego skutku dawki (RR = 1) jest równie prawdopodobny jak model, w którym współczynnik nachylenia prostej zawiera się w granicach (0÷1)/Sv. Ten ostatni ma sens następujący: zakłada się, że nasza wiedza jednoznacznie mówi, iż współczynnik ryzyka w obszarze małych dawek nie może być większy niż w obszarze dawek wysokich, dla tych ostatnich zaś wynosi on ok. 0,5 i z pewną wiarygodnością statystyczną można byłoby go podnieść niemal dwukrotnie. Jeśli natomiast przyjęlibyśmy, iż nasza znajomość działania promieniowania w obszarze niskich dawek jest zerowa i każda wartość nachylenia z obszaru np. (-4÷+4) byłaby niesprzeczna ze stanem naszej wiedzy, wówczas - pomimo, iż optymalna wartość współczynnika ryzyka uzyskana ze zminimalizowania χ2 nie zmieniła by się i wynosiła ok. 0,45 - wiarygodność tego modelu byłaby o 33% niższa od wiarygodności modelu, iż ryzyko zachorowania na białaczkę w tym zakresie dawek nie zależy od wielkości dawki. To, że przy założeniu, iż niewiele wiemy o

28

wartości nachylenia uzyskujemy, mimo wszystko, odpowiedź niewiele mniej wiarygodną od hipotezy o braku zależności RR od dawki wskazuje na nieokreśloności materiału statystycznego, który poddaliśmy analizie. Gdy przejdziemy do modelu z dwoma parametrami ("model liniowo-kwadratowy") stwierdzimy, że nasza wiedza o sensownej wielkości obu parametrów jest niemal żadna, rozkład prawdopodobieństwa, że dany zestaw parametrów opisuje nasze dane, będzie jak na rys. 14.15. Dla przyjętego obszaru zmienności parametrów względna wiarygodność wA/B modelu jest pięciokrotnie niższa od modelu zerowego efektu napromieniowania. Gdybyśmy z góry przyjęli większy obszar zmienności parametrów, do czego mielibyśmy pełne prawo, wiarygodność tego modelu spadłaby jeszcze bardziej. Jak wspominaliśmy, w pracy Bakera i Hoela27 pokazano, że przyjęcie modelu z progiem daje znaczące poprawienie wiarygodności modelu w stosunku do modelu liniowokwadratowego, co w świetle powyższych rozważań nie powinno nas dziwić. Szczególnie przekonującym jest rys. 14.16, podany przez Luckeya 30 dla białaczek w Nagasaki Z rysunku tego jasno wynika wniosek podany przez nas wyżej, że do dawki ok. 400 mSv nie można mówić o wpływie promieniowania na ryzyko zgonu na białaczkę, co nie zmienia naszej opinii, że na przedstawianie takiej zależności jako dowodu na hormezę nie pozwala waga zawartego w nim materiału statystycznego.

Rys. 14.16 Roczna umieralność na białaczki ofiar bombardowań Hiroszimy i Nagasaki w funkcji dawki

14.9.2. Narażenia związane z procedurami medycznymi

W porównaniu z pracownikami przemysłu jądrowego, lekarze i pacjenci związani z radiologią i medycyną nuklearną otrzymali znaczące dawki promieniowania. Praktykujący przed 1925 rokiem radiolodzy, łącznie z zatrudnionymi na frontach I Wojny Światowej, otrzymali bardzo wysokie dawki. Do osób tych należała Maria Skłodowska-Curie, która jeździła "samochodami radiologicznymi" i wyuczyła zawodu setki radiologów. W tej grupie 30

patrz przypis 26

29

zawodowej stwierdzono zwiększoną zapadalność na nowotwory lite i białaczki. Jednakże ci, którzy zaczynali pracę po roku 1921 podlegali ochronie radiologicznej i ocenia się, że otrzymali oni dawki ok. 5000 mSv. W tej grupie nie stwierdzono ponadnormatywnych zachorowań na raka lub białaczki 31 . Przeprowadzone w 1994 r. badania personelu armii amerykańskiej pokazały, że u 6500 techników, którzy otrzymali dawkę 500 mSv podczas dwuletniej pracy podczas II Wojny Światowej, nie widać - po upływie 29 lat - wzrastającej liczby zachorowań w porównaniu z technikami medycznymi, farmaceutycznymi i laboratoryjnymi zatrudnionymi w armii. Podobnie, u 100 000 kobiet - techników radiologów zatrudnionych w armii od 1929 roku, nie stwierdzono podwyższonej zapadalności na raka piersi, bez względu na pracę w radioterapii, z radioizotopami, czy fluoroskopią. Nie stwierdzono też, wbrew początkowym doniesieniom, aby lekarze-radiolodzy żyli krócej niż inni lekarze.

Rys. 14.17 Liczba śmiertelnych zachorowań na raka piersi w funkcji dawki. Linia ciągła-dopasowana zależność; linią przerywano pokazano oczekiwania oparte o hipotezę liniową bezprogową (LNT).

Badania wpływu niskich i średnich dawek (do 3000 mGy), otrzymanych podczas normalnych ekspozycji na promieniowanie rentgenowskie, nie wskazują na występowanie opóźnionych efektów szkodliwych. Jednocześnie, w przypadku wielokrotnych badań fluoroskopowych kobiet chorych na gruźlicę, dane dla dawek poniżej 300 mGy wskazują na istotne zmniejszenie zapadalności na raka piersi. Nie ulega wątpliwości, że dwa punkty poniżej dawki 0,3 Gy wykazują mniejszą liczbę zgonów z powodu raka piersi. Na mocy tych samych argumentów, którymi posługiwaliśmy się przy analizie śmierci z powodu białaczek u ofiar w Japonii, krzywą pokazaną na rysunku 14.17 należy tylko traktować jedynie jako orientacyjną, gdyż jakikolwiek model dopasowany tu metodą najmniejszych kwadratów będzie miał nadzwyczaj małą wiarygodność statystyczną. To raczej porównanie śmiertelności związanych z oboma nowotworami może dać nam pewną wiarę, że należy się rzeczywiście liczyć z istnieniem efektów hormetycznych w obszarze małych dawek promieniowania. W istocie, śmiertelność wśród brytyjskich radiologów po roku 1920 była – w stosunku do wszystkich mężczyzn w Anglii i Walii – o 24% niższa, a śmierć z powodu różnych rodzajów raków nawet o 37% [P.G.Doll, R.Smith, Mortality from all causes among British Radiologists, Br. J. Radiol. 54(1981)187-194]. Jak można ocenić z zebranej w tych badaniach statystyki, błąd względny obu podanych wielkości jest na poziomie 33%, a więc obie podane wyżej liczby są statystycznie znaczące. 31

30

Ze względu na statystykę danych nie wszystkie z nich można uznać za w pełni przekonujące. W szczególności należy tu pamiętać, że o ile badania wszystkich rodzajów nowotworów wywołanych napromieniowaniem nie zawsze dają się opisać we wiarygodny ze statystycznego punktu widzenia sposób, rozbicie tych badań na badania różnych rodzajów nowotworów (ok. 40) może prowadzić do jeszcze większych niepewności. W Tabeli 14.10 podane są wyniki badań epidemiologicznych, co do których nie ma zastrzeżeń, że ocena dawki mogła być błędna. Ryzyko podawane w tabeli otrzymane jest na podstawie badań ofiar ataków jądrowych w Japonii, a w nawiasach podany jest zakres liczb otrzymywanych w innych badaniach. W odniesieniu do małych dawek informacje są znacznie mniej pewne. Tabela 14.11 podaje swoisty ranking wartości zdobytych informacji. Tabela 14.10 Dane dotyczące ryzyka zachorowań na nowotwory pod wpływem silnych dawek, głównie na podstawie badań ofiar bombardowań Hiroszimy i Nagasaki

Rodzaj nowotworu

Ryzyko względne (ERR Gy-1)

Ryzyko bezwzględne (10-4 PY Gy)

Białaczka (nie CLL)

4,37 (-0,6 ÷ 4,44)

2,73 (-0,7 ÷ 2,73)

Rak piersi (kobiety)

1,6 (-0,4 ÷6,4)

6,7 (-1,75 ÷ 18)

Rak tarczycy

1,2 (0,34)

1,6 (0,13)

Rak płuca

0,95 (-0,2 ÷ 1,0)

4,4 (-0,9 ÷ 6,3)

Rak żołądka Rak jelita grubego Raki układu moczowego

0,32 (0 ÷ 0,54) 0,72 (0 ÷ 0,67)

4,8 (0 ÷ 4,68) 1,8 (0 ÷ 3,04)

Zależność od wieku, relacja liniowokwadratowa Zależność liniowa, zależność od wieku Zależność liniowa, zależność od wieku, niepewne ryzyko związane z jodem-131 i efektem screeningu Zależność od płci (F > M), silny wpływ palenia Zależność od płci (F > M) Nie dot. odbytu

1,0 (0,07 ÷ 0,76)

1,2 (0,12 ÷ 0,95)

Nie dot. nerek

Komentarz

Tabela 14.11 Wartość informacji dotyczących tworzenia się nowotworów pod wpływem naświetlania małymi dawkami Informacja

Rodzaje nowotworów

Bardzo „mocna” Białaczka, raki piersi u kobiet, rak tarczycy, rak płuc Przekonująca

Raki żołądka, jajników, jelita grubego, mózgu

Rak wątroby, szpiczak mnogi, rak gruczołów chłonnych, Słaba, niespójna białaczka różna od choroby Hodgkina (ziarnica złośliwa), raki nerek i przełyku Nie przekonująca

CLL, raki trzustki, rak piersi u mężczyzn, rak jelita cienkiego, choroba Hodgkina (ziarnica złośliwa), raki gardła, krtani i prostaty, niektóre nowotwory u dzieci

31

Wspomniane w Tabeli 14.10 niepewności związane mogą być z bardzo wieloma czynnikami komplikującymi zarówno interpretację jak i możliwość uogólniania danych. Sprawą podstawową, wokół której toczy się spór jest, czy możemy uważać, że promieniowanie jonizujące, które powoduje śmierć komórek przy wysokich dawkach, może wzmagać siły obronne organizmu przy dawkach niskich? Relacja dawka – efekt jest w ogóle relacją złożoną. Np. kobiety poddawane naświetlaniom w celu zniszczenia nowotworu szyjki macicy otrzymują stosunkowo duże dawki. Jak się okazuje, ryzyko zainicjowania białaczki w wyniku naświetlania rośnie (ok. dwukrotnie) do dawki ok. 4 Gy, po czym systematycznie spada aż do typowego poziomu 1.4 przy dawkach powyżej ok. 14 Gy, patrz rys. 14.18! Interpretacja tego faktu polega na przyjęciu założenia, iż przy bardzo wysokich dawkach mamy do czynienia ze śmiertelnym niszczeniem komórek lub uniemożliwieniem ich podziału. Podobny efekt obserwowano też i u ofiar bombardowań, czy pacjentów, którym podano wysokie dawki jodu-131.

Rys. 14.18 Ryzyko względne zainicjowania białaczki u kobiet z nowotworem szyjki macicy, poddanych radioterapii

14.10 O ocenie ryzyka związanego z promieniowaniem jonizującym 14.10.1 Ryzyko w obszarze małych dawek przyjmowane w ochronie radiologicznej

Jak wspominaliśmy, możliwie precyzyjne oszacowanie ryzyka związanego z niskimi dawkami napotyka na poważne trudności związane z trudnościami uzyskiwania wiarygodnych statystycznie danych. Stąd też przyjmowane w ochronie radiologicznej wielkości ryzyka są na ogół zawyżone w stosunku do wielkości najbardziej prawdopodobnych. W praktycznym postępowaniu ekstrapoluje się liniowo dane otrzymane dla silnych dawek i mocy dawek, a w obszarze małych mocy dawek „poprawia się” nachylenie prostej, zmniejszając je (rys. 14.5). Nie rezygnuje się przy tym z podstawowego założenia LNT, iż nawet najmniejsza dawka promieniowania może być groźna, a skutek jest zawsze proporcjonalny do dawki. Jak wynika z dotychczas przedstawionego materiału, nawet trwając przy LNT, można byłoby zapewne zmniejszyć nachylenie prostej jeszcze parokrotnie, tak więc przewidywane (na podstawie zaleceń Międzynarodowej Komisji Ochrony Radiologicznej - ICRP) zapadalność i śmiertelność ze względu na nowotwory są 32

„bezpiecznie” zawyżone. Pomijając społeczne-ekonomiczne skutki tego zawyżenia, o których wspomnimy dalej, wedle zaleceń ICRP w wypadku chronicznego naświetlania (w odróżnieniu od jednorazowego) całkowite dodatkowe ryzyko śmiertelnego zachorowania na nowotwory przy łącznej otrzymanej dawce 1 Sv wynosi 5%. Ryzyko to rozkłada się bardzo nierównomiernie na przypadki nowotworów różnych narządów, czy tkanek, co ilustruje tabela 14.12. Tabela 14.12 Współczynniki ryzyka powstania śmiertelnego nowotworu w różnych tkankach w obszarze małych dawek promieniowania Tkanka lub narząd Pęcherz Szpik kostny Powierzchnia kości Gruczoły piersiowe Jelito grube Wątroba Płuca Przełyk Jajniki Skóra Żołądek Tarczyca Inne Razem

Współczynnik ryzyka 0,30 0,50 0,05 0,20 0,85 0,15 0,85 0,30 0,10 0,02 1,10 0,08 0,50 5,00

Powróćmy na chwilę do norm ochrony radiologicznej zalecanych przez ICRP. Zgodnie z nimi ludność nie stykająca się zawodowo z promieniowaniem nie powinna być narażona na dawki większe niż 1 mSv/rok ponad tło naturalnego promieniowania. Typowa energia fotonów γ wynosi około 100 keV, tj. 1,6·10-14 J. Zgodnie ze wspomnianym wyżej współczynnikiem ryzyka 5%/Sv, dawka wynosząca 1 mSv odpowiada ryzyku 50 zgonów na milion ludności otrzymującej taką dawkę. Niech prawdopodobieństwo niezbędnego tu uszkodzenia komórki będzie proporcjonalne do prawdopodobieństwa trafienia fotonu w komórkę i zdeponowania w niej całej swej energii. Takie właśnie założenie przyjmowane jest przy hipotezie LNT. U człowieka, który waży 75 kg prawdopodobieństwo zainicjowania śmiertelnego nowotworu przy dawce 1 mSv będzie więc wynosiło 50·10-6·1,6·10-14/75 ≈ 10-20. Nawet to niewyobrażalnie małe ryzyko jest przeszacowane i to nawet o 2-3 rzędy wielkości.

14.10.2. Modelowanie ryzyka

Zajmiemy się teraz nieco dokładniejszym opisem modelowania ryzyka związanego z promieniowaniem jonizującym. Ryzyko bezwzględne definiuje się kładąc nacisk na podwyższenie ryzyka w stosunku do „normalnego” ryzyka E = R0(A,g), zależnego od wieku A (ang. Age) i płci g (ang. Gender) 32 : 32

M.Edwards, „Models for Estimating Risk of Radiation Carcinogenesis”, w Health Effects of Exposure to Low

33

O = R(D,A,AE, g) = R0(A,g) + f(D)u(AE,g),

(14.9)

gdzie D oznacza dawkę pochłoniętą, AE – wiek osoby w chwili napromieniowania, f(D) jest funkcją reakcji organizmu na dawkę, a u – funkcją nadmiarowego ryzyka. Tak więc ryzyko bezwzględne AR = R(D,A,AE, g) - R0(A,g) = f(D) u(AE,g)

(14.10)

Z kolei, ryzyko względne zdefiniowane jest przez inną funkcję ryzyka, v(AE,g): R(D,A,AE, g) = R0(A,g){1 + f(D)v(AE,g)},

(14.11)

a więc ERR = f(D)v(AE,g)

(14.12)

W praktyce wprowadza się do funkcji u i v jeszcze jeden parametr, a mianowicie czas, jaki upłynął od chwili ekspozycji do badania, a więc T = A – AE. I tak np. zalecany przez raport znany pod nazwą BEIR V 33 model dla względnego ryzyka zachorowania na białaczkę przy naświetleniu dawką D [Sv] głosi, że niezależnie od płci: f(D) = 0.243D + 0.271D2

(14.13)

a ponadto funkcja ryzyka v, gdy naświetlenie nastąpiło w wieku poniżej 20 lat wynosi 0 132,3 10,8 0

gdy T ≤ 2 lata gdy 2 < T ≤ 15 lat gdy 15 < T ≤ 25 lat gdy T > 25 lat

Gdy w chwili ekspozycji badany człowiek miał ponad 20 lat, współczynniki w drugim i trzecim rzędzie zmieniają się drastycznie, odpowiednio na 10,7 i 5,1. Jak się wydaje powyższy przykład pokazuje na istotne słabości modelu. Po pierwsze, rozseparowanie funkcji dawki f(D) i funkcji ryzyka u lub v jest istotnym założeniem, a magiczny, ponad dziesięciokrotny skok współczynnika w funkcji v również nie budzi zaufania. Taki właśnie przebieg parametrów wychodzi ze zgromadzonego materiału, a parametry te mogą dać jedynie orientację co do poziomu zagrożenia. Jeszcze dziwniej sytuacja przedstawia się w przypadku modelu przyjmowanego dla raka piersi, w którym to modelu funkcja ryzyka dla kobiet naświetlonych w wieku poniżej 15 lat ma postać exp{1,358 – 0,104ln(T/20) – 2,212ln2(T/20)}

dla T ≥ 10 lat

(14.14)

a w przypadku kobiet naświetlonych w wieku powyżej 15 lat, w eksponencie pojawia się Level Ionising Radiation, wyd. W.R.Hendee, F.M.Edwards, IOPP, Bristol (1996) 215-235 33 National Academy of Sciences, National Research Council (1990) Health Effects of Exposure to Low Levels of Ionising Radiation (BEIR V), Washington, DC: National Academy of Sciences

34

dodatkowa zależność od AE. Jak widać, modele te zawierają de facto 5 do 6 współczynników, silnie skorelowanych, których znaczenie statystyczne musi z natury być niezbyt wielkie. A przecież ryzyko zależy także od mocy dawki, czynnika LET i innych, często nie łatwych do uchwycenia parametrów.

14.10.3 Od dużych do małych dawek promieniowania

Używanie danych dla osób naświetlonych wysokimi dawkami do przewidywań skutków dawek rzędu kilku czy kilkunastu miligrejów jest procedurą wielce wątpliwą. Dlatego też nawet BEIR V dopuszcza model nazywany liniowo-kwadratowym (inaczej mówiąc – krzywą drugiego stopnia), jednakże bardzo wystrzega się - choć otwarcie nie neguje - ujemnego współczynnika przy wyrazie liniowym. Taki ujemny czynnik oznacza bowiem efekt hormetyczny. Podobnie nie neguje się już faktu, iż obecny materiał doświadczalny nie wyklucza możliwości działania dawek dopiero powyżej pewnego progu. Przyjmowanie w ochronie radiologicznej założenia, iż dawka jest zawsze szkodliwa ma raczej charakter zachowawczy i prowadzi do przeszacowania wielkości ryzyka. Innym aspektem, który należy mieć na uwadze jest fakt, iż bardzo niewiele jest danych dotyczących działania małych dawek, którym pacjent lub osoba przypadkowa może być poddawana kilkakrotnie. Tutaj nawet nie próbuje się niczego modelować, bo po prostu brak właściwych danych na to nie pozwala. Niestety (lub na szczęście – zależnie od punktu widzenia), małe są szanse na powiększenie materiału doświadczalnego w oparciu o naświetlania ludzi i jedyną szansę na polepszenie znajomości działania małych dawek na organizmy żywe stwarzają możliwości badań na zwierzętach, roślinach i materiałach biologicznych, w tym kulturach komórkowych. Odejście od hipotezy liniowej bezprogowej na rzecz opcji hormezy będzie miało doniosłe skutki dla całej „filozofii” ochrony radiologicznej. Może też być istotną dla terapii małymi dawkami. Hipoteza ta znakomicie „wpasowuje” się w nasze rozumienie ewolucjonizmu i logikę naturalnego naprawiania uszkodzeń powstałych w organizmie przez siły obronne tego organizmu. Jest bowiem rzeczą oczywistą, że jeśli organizm umie reperować uszkodzenia (a robi to wyjątkowo sprawnie jeśli weźmie się pod uwagę miliony uszkodzeń DNA indukowanych codziennie przez czynniki termiczne i rodniki tlenowe), istnieje naturalna efektywność reperowania tych uszkodzeń. Efektywność ta musi dotyczyć zarówno liczby uszkodzonych komórek, jak i czasu danego komórkom na reperację. Tak więc przy dużych mocach dawki organizm może nie nadążyć z naprawianiem uszkodzeń. Podobnie, uszkodzenia wywołane silnie jonizującymi cząstkami alfa będą trudniejsze do zreperowania niż uszkodzenia pochodzące od naświetlania promieniami gamma, w wypadku których średnia gęstość wytwarzanych uszkodzeń jest niższa, a więc uszkodzone promieniowaniem gamma komórki znajdują się średnio dalej od siebie niż komórki uszkodzone promieniowaniem alfa. Jak już mówiliśmy, obserwowane skutki popromienne zależą od mocy dawki, płci naświetlonego osobnika (kobiety są bardziej wrażliwe, prawdopodobnie w wyniku działania odmiennych niż u mężczyzn hormonów), jego wieku (np. silnie podwyższona wrażliwość osób naświetlonych w młodości na zainicjowanie raka sutka, przy prawie braku wrażliwości w wieku ponad 40 lat), takich czynników obciążających jak palenie papierosów, warunki środowiskowe, tryb życia itp. Zależność od wieku może wiązać się z liczbą istniejących w organizmie uszkodzeń zanim pojawił się jeszcze kontakt z promieniowaniem. Jak wiadomo, osoby chore na nowotwory są bardziej podatne na promieniowanie, co można tłumaczyć właśnie istnieniem w nich dużej liczby podprogowych uszkodzeń lub osłabieniem funkcji

35

obronnych. Napromieniowanie pozwala przekroczyć niezbędny próg w liczbie uszkodzeń. Do niejasnych zjawisk należy fakt, iż - w przeciwieństwie do płodności - rak męskich organów, takich jak prostata czy jądra, okazuje się słabo skorelowany z działaniem promieniowania jonizującego (pomimo, że jak się wydaje, każdy mężczyzna żyjący odpowiednio długo umarłby z dużym prawdopodobieństwem na raka prostaty nawet gdyby w ogóle nie miał kontaktu z promieniowaniem jonizującym). W przeciwieństwie do raka prostaty, który jest dość powszechny, a jednocześnie wykazuje małą radioczułość, rak tarczycy, pojawiający się dość rzadko, jest stosunkowo łatwo inicjowany przez promieniowanie. Jednocześnie stosunkowo rzadki rak kości ma także stosunkowo niewielką radioczułość. Jak widać, mamy do czynienia z całą gamą możliwości, niezbyt łatwych do wyjaśnienia. A przecież należy także pamiętać, że zainicjowanie nowotworu nie oznacza jeszcze śmierci pacjenta, natomiast próba określenia warunków tworzenia się nowotworu prowadzącego do zgonu byłaby równoznaczna z rozwiązywaniem źle postawionego problemu, jako że skuteczność terapii nowotworów dynamicznie się zmienia. Z materiału przytoczonego wyżej można byłoby - błędnie - wnosić, że nasza wiedza o rakotwórczym działaniu promieniowania jonizującego jest wyjątkowo uboga. Tak w istocie nie jest. Pomimo wszystkich zastrzeżeń dane otrzymane z badań ofiar ataków jądrowych potwierdzają się w wielu innych badaniach. Prognozowanie w przypadku innych czynników rakotwórczych, jak azbest, związki aromatyczne (benzen) czy PCV, wcale nie jest wiele łatwiejsze. Wbrew powszechnemu mniemaniu, promieniowanie jonizujące nie jest czynnikiem silnie rakotwórczym. Nawet w oparciu o obecne standardy ochrony radiologicznej, bazujące na hipotezie LNT (liniowej bezprogowej zależności dawka-skutek), przy typowej ekspozycji ok. 70 mSv dopuszczalnej w ciągu czasu życia przez normy ochrony radiologicznej, liczba oczekiwanych nowotworów wynosi 3,5 na każde 1000 osób. Jednocześnie wiemy, że w takiej populacji 200 do 300 osób umrze na raka z przyczyn innych niż promieniowanie jonizujące. Wyjątkowo niskie progi dopuszczalnych dawek nie wynikają zatem z istotnie podwyższonego ryzyka, ale z przesłanek socjologiczno-psychologicznych.

14.10.4 Ryzyko a koszty ochrony

Jest rzeczą oczywistą, że ochrona obywateli przed śmiertelnymi (i nie tylko) zagrożeniami jest powinnością każdego rządu. Niemniej jednak koszt ochrony musi stać w jakiejś sensownej proporcji do uzyskiwanych efektów. Łatwo wykazać, że w miarę powiększania bezpieczeństwa, niezbędne nakłady rosną. Działa tu w istocie prawo zmniejszającego się zysku. Okazuje się np., że jeśli koszt wyeliminowania 90% zanieczyszczeń ocenić na 1, koszt wyeliminowania kolejnych 9% jest 100-krotnie wyższy, a koszt wyeliminowania dalszych 0,9% może być kolejne 100 razy większy. Zysk w postaci uratowania hipotetycznego życia przy tym ostatnim stadium oczyszczania zależy od przyjęcia lub odrzucenia hipotezy liniowej (rozumowanie typu „skoro każde, najdrobniejsze zanieczyszczenie może zaowocować skutkiem śmiertelnym, a życie ludzkie jest przecież bezcenne, więc ...”). Nawet jeśli przyjmiemy tę hipotezę, realny zysk w tym ostatnim przypadku staje się już wątpliwy, gdyż podnoszenie kosztów oczyszczania wody musi zaowocować spadkiem jej zużycia, a więc obniżeniem higieny. W rezultacie można osiągnąć efekt odwrotny do zamierzonego. W USA koszt uratowanego 1 roku życia w wyniku działań zapobiegawczych lub rzucenia używek (papierosy, alkohol) wynosi ok. 1 000 - 4 000 USD. Uratowanie związane z leczeniem chorób krążenia - 20 000 USD, a nowotworów - 50 000 USD. Działania prewencyjne dla uratowania 1 roku życia traconego wskutek wypadków drogowych kosztują

36

około 40 000 do 80 000 USD, natomiast eliminowanie czynników toksycznych ze środowiska dla ratowania 1 roku życia wymaga już kosztów 150 000 do 1 miliarda (!) dolarów. Koszt hipotetycznie uratowanego życia dzięki obecnym normom ochrony radiologicznej, to 2,5 miliarda USD! Pokazuje to dowodnie, jak wiele może kosztować bardzo niewielki zysk zdrowotny. Pokazuje to też o ile mniejsze są nakłady potrzebne na profilaktykę i leczenie przy identycznym zysku. A wraz z poprzednio rozpatrzoną informacją pokazuje, jak łatwo dojść do absurdalnie wysokich kosztów. Wyjątkowo niekorzystną rolę grają tu czynniki społeczno psychologiczno - polityczne, które prowadzą do zaklętego kręgu i spirali podwyższanych kosztów na ochronę przed przesadnie wyobrażonym niebezpieczeństwem rys. 14.19 . Nie bez znaczenia są wtedy problemy wykorzystania strachu społeczeństw i polityków dla pozyskania znacznych funduszy na badania – niestety czasem „pseudonaukowe” 34 . Niepewne dane

Dyskomfort niektórych uczonych

Eksperci boją się nie docenienia wielkości ryzyka, a więc

są bardzo ostrożni i z reguły przeceniają ryzyko, szczególnie w obszarze małych dawek (hipoteza liniowa bezprogowa) Społeczeństwo (stowarzyszenia, media) domagają się podjęcia akcji

Decydenci i politycy domagają się ostrzejszych przepisów

Rys. 14.19„Zaklęty krąg” ochrony przed ryzykiem

Jeśli myślimy o ochronie radiologicznej w myśl zaleceń ICRP, przyjęty współczynnik ryzyka 5%/Sv oznacza, że dawka graniczna wynosząca 1 mSv/rok oznacza ograniczenie równoważne 35 : • wypaleniu 3 paczek papierosów 34 35

Z.Jaworowski, „Radiation Risk and ethics”, Physics Today 52(9) (1999) 24-29 patrz paragraph 14.11

37

• • • • •

jeździe na rowerze na dystansie 600 km prowadzeniu samochodu na dystansie 3 250 km przekraczaniu szosy o dużym natężeniu ruchu 2 razy dziennie przez rok wypijaniu kieliszka wina dziennie przez rok badaniu rentgenowskiemu nerek.

Oszacowany natomiast koszt tej ochrony w USA wynosi około 2,5 miliarda dolarów na jedno hipotetycznie uratowane życie. Wydaje się, że nie trzeba nikogo przekonywać, że wysokość tej sumy stoi w rażącej dysproporcji do realnego zagrożenia, nie wspominając o tym, że sumę tę można i należy wydatkować w znacznie pożyteczniejszy dla rodzaju ludzkiego sposób. Na kanwie rys. 14.19 można też zrobić następującą uwagę. Pomiar promieniowania jonizującego jest względnie łatwy. Dysponujemy świetnym sprzętem, a wynik możemy odczytać w postaci numerycznej, analogowej, albo też słyszeć w postaci odpowiednich trzasków w głośniku. Inaczej mówiąc, wystarczy wziąć stosunkowo prosty miernik i ... już wiemy, że jest promieniowanie jonizujące. Tymczasem pestycydy w wodzie pitnej, azbest w kurzu domowym, czy barwniki benzenowe w tkaninie dywanu - te wszystkie zagrożenia nie tak łatwo poddają się pomiarom przez zwykłych śmiertelników. Jest ironią, że ten elementarny fakt, miast wzbudzenia zaufania do możliwości kontroli poziomu promieniowania, wyzwala efekt strachu przed nim, zaś brak możliwości stwierdzenia istnienia innych zagrożeń - poczucie, że ich nie ma lub nie są istotne.

14.10.5 Małe dawki – czy i jak mogą działać?

W oparciu o zgromadzone dotąd dane bardzo trudno przedstawić jednoznaczne wnioski dotyczące działania niskich dawek promieniowania na ludzi. Chcielibyśmy tu w pierwszej chwili ostrożnie potraktować wyniki badań na zwierzętach, gdyż wyniki te nie zawsze, jak się okazuje, stosują się do ludzi. Natomiast w żadnej mierze nie lekceważymy faktu, iż te badania, jak i badania na roślinach, czy prowadzone w zakresie biologii molekularnej są wyjątkowo spójne jeśli chodzi o wniosek, że promieniowanie jonizujące jest w swym działaniu czynnikiem podobnym do innych toksyn, które w małych dawkach mogą wywołać dobroczynne skutki. Ten punkt widzenia nie jest bynajmniej podzielany przez wszystkich, a hipoteza liniowa bezprogowa stanowiąca podstawę norm ochrony radiologicznej, zalecanych przez Międzynarodową Komisję Ochrony Radiologicznej do dziś ma swoich zagorzałych zwolenników. Podobnie, jak spór na temat warunków, które muszą być spełnione, aby wynik badań był uznany za właściwy, i ten spór ma podłoże fundamentalistyczne lub doktrynalne, jeśli pominąć różne, bardzo przyziemne motywy. Dziś trudno podważać istnienie hormezy na gruncie toksykologicznym (patrz niżej), w który wpisuje się także hormeza radiacyjna, a jak wynika z przedstawionego wcześniej materiału, trudno nie zgodzić się ze stwierdzeniem Tubiany 36 : Kilka badań umożliwiło określenie zależności dawka-efekt dla dawek powyżej 1 Gy, ale w żadnym z nich nie uzyskano jednoznacznych wyników w zakresie poniżej 0,5 Gy. W przypadku dawki poniżej 0,5 Gy zgony wywołane chorobami różnymi od nowotworów także nie zależą od wielkości dawki, patrz rys. 14.20. W istocie rzeczy, gdy chodzi o ludzi, z reguły obracamy się w kręgu wyników o małej dokładności statystycznej. Tych danych jest już jednak zbyt wiele, a zgromadzony materiał jest zbyt różnorodny, aby szukając najbardziej wiarygodnej hipotezy w oparciu o całość tego materiału dało się utrzymać LNT. Przy 36

M.Tubiana, "Radiation risks in perspective: radiation-induced cancer among cancer risks", Radiat. Environ. Biophys. 39 (2000) 3-16 C.

38

najostrożniejszym nawet podejściu do tego zagadnienia, kiedy to abstrahuje się od efektów hormetycznych, można stwierdzić, że w obszarze małych dawek nie ma danych wskazujących na istnienie realnego zagrożenia, tj. takiego, które mogłoby być porównywane z innymi, wymagającymi podejmowania odpowiednich akcji zapobiegawczych.

Rys. 14.20 Względne ryzyko zgonów nie nowotworowych w funkcji dawki

Porównując w części 14.10.4 zagrożenia związane z małymi dawkami promieniowania z analogicznymi zagrożeniami nie związanymi z promieniowaniem można było stwierdzić, że te ostatnie na pewno nie są uznawane przez ludzi za niedopuszczalne i gdybyśmy spróbowali podać je jako bezwzględnie obowiązujące, nieprzekraczalne normy, narazilibyśmy się na śmieszność. Należy więc na pewno od nowa przemyśleć i zmienić normy stosowane w ochronie radiologicznej. Patrząc z toksykologicznego punktu widzenia, znane jest słynne powiedzenie Paracelsjusza, że to dawka czyni truciznę: małe dawki trucizn mogą okazać się sprzymierzeńcem człowieka, gdyż pobudzając organizm do obrony mogą owocować zarówno likwidacją danej choroby lub jej zapobieżeniem. Należy również pamiętać, że nasz organizm potrafi bardzo skutecznie bronić się przed atakami na DNA. Te, będące wynikiem naturalnym przemian metabolicznych w naszym organizmie, spowodowane działaniem agresywnych chemicznie wolnych rodników i związków tlenowych, atakują nasz organizm bezustannie, co ilustruje 37 rys. 14.25. Niewątpliwie biologiczna rola promieniowania jonizującego zasługuje na wnikliwą uwagę, a ewentualne dobroczynne skutki promieniowania – na przebadanie w najrzetelniejszy sposób. Badania te należy przeprowadzić w interesie nauk biologicznych i medycznych, a nie z punktu widzenia interesów obecnej ochrony radiologicznej i źródeł jej finansowania. 37

M.Pollycove, L.E.Feinendegen, J.Nucl.Med. 42(7), 18N-27N (2001)

39

Rys.14.21 Liczba dobowych uszkodzeń w każdej komórce z naturalnych przyczyn oraz stosunek liczby tych uszkodzeń do uszkodzeń radiacyjnych spowodowanych dawką 1 mSv.

Choć stwierdzenie Paracelsjusza nie jest kwestionowane w toksykologii, zastosowanie go do skutków promieniowania jonizującego budzi wciąż takie zdziwienie, że stało się przedmiotem rozważań jednej z zaledwie dziewięciu „szalonych” hipotez w skądinąd uroczej książce Roberta Ehrlicha 38 . Wydawałoby się, ze pierwszymi „poważnymi” propagatorami idei hormezy, rozumianej jako efekt pozytywnego działania małych dawek trucizn, byli homeopaci, którzy „od zawsze” opierali swoje metody lecznicze na nadzwyczaj małych dawkach związków mających leczyć z takiej czy innej choroby. W istocie rzeczy idea homeopatii była dość wcześnie podważana, jako metoda lecznicza, a obecnie można w zasadzie uznać, że została zdyskredytowana. Tak się jednak składa, że akurat przykład homeopatii jest klasycznym przykładem uporczywego głoszenia tez niemal nie podlegających weryfikacji doświadczalnej i w związku z tym nie będziemy się nią zajmować. Sprawa ta, jak i szereg innych aspektów historycznych, które wpłynęły na zahamowanie badań z zakresu hormezy, zostały omówione szczegółowo w wielu artykułach E.Calabrese’go i współautorów 39 . Wielkim propagatorem idei hormezy radiacyjnej jest Z.Jaworowski 40 , a na 38

Robert Ehrlich, Nine Crazy Ideas In Science Princeton University Press, 2001 E.J.Calabrese, „Paradigm lost, paradigm found: the re-emergence of hormesis as a fundamental dose response model In the toxicological sciences”, Environmental Pollution (2005); E.J.Calabrese, „Historical

39

40

ten konkretny temat obszerne opracowanie opublikował, z inicjatywy polskiej delegacji, Komitet Naukowy Narodów Zjednoczonych ds. Skutków Promieniowania Atomowego (UNSCEAR) 41 .

NOAEL

Efekt

Efekt

Zgodnie z szeroką definicją Calabresego i Baldwin 42 , hormeza jest zjawiskiem dualnej reakcji układu na dawkę, polegającym na stymulacji organizmu w zakresie małych dawek (np. promieniowania) i hamowania jego funkcji życiowych w obszarze dużych dawek. Taką reakcję opisuje krzywa typu U (rys.14.22), gdy myślimy o takich zjawiskach, jak śmiertelność, czy zapadalność na choroby (np. nowotworowe). Krzywa przerywana na rysunku podaje reakcję organizmu nie poddanego działaniu rozpatrywanych dawek, a więc reakcjom, które obserwujemy w grupach kontrolnych. Gdyby punktem wyjścia był np. wzrost, czy długowieczność organizmu, krzywa ta, zamiast minimum, wykazywałaby maksimum. W obu wypadkach wyraźnie należy jednak podkreślić, że opisywana reakcja jest zasadniczo odmienna od reakcji progowej, tj. reakcji zaczynającej się dopiero powyżej pewnej minimalnej dawki.

Dawka

Dawka

Rys. 14.22 Krzywa dawka -efekt typu U wskazująca na efekt hormezy (z lewej) oraz reakcja z progiem (z prawej). Punkt NOAEL oznacza dawkę, poniżej której nie obserwuje się negatywnych skutków (patrz tekst)

Kolejnym, ważnym parametrem opisującym reakcję hormetyczną jest czas, gdyż każda reakcja organizmu wymaga czasu. Można tu sobie wyobrazić dwa scenariusze: pierwszy, gdy reakcją na małe dawki jest natychmiastowe stymulowanie organizmu do podjęcia obrony i drugi, gdy zaburzenie równowagi wywołuje stopniowo reakcję obronną, a organizm mobilizuje swe siły obronne w pewnym nadmiarze, jakby w przewidywaniu większego

Blunders: How Toxicology Got the Dose-Response Relationship Half Right”, Cellular and Molecular Biology 51 (2005) 643-654; E.J.Calabrese, R.Blain, „The occurence of hormetic dose response in the toxicological literature, the hormesis database: an overview”, Toxicology and Applied Pharmacology 202 (2005) 289-301 40 Z.Jaworowski, „Radiation folly” w Environment and Health. Myths and Realities, K.Okonski and J.Morris, Eds., Int. Policy Press (2003) 68-86 41 Sources and Effects of Ionizing Radiation, Raport Komitetu Naukowego Narodów Zjednoczonych ds Skutków Promieniowania Atomowego - UNSCEAR , United Nations (1994) 42 E.J.Calabrese, L.A.Baldwin, “Defining hormesis”,Human Ex. Toxicol. 21 (2002) 91-97

41

zagrożenia niż jest. W obu wypadkach mówimy często, że mamy do czynienia z reakcją (odpowiedzią) adaptacyjną do stresu. W literaturze można znaleźć liczne przykłady reakcji organizmu wg. pierwszego, jak i drugiego scenariusza, natomiast charakterystyczną rzeczą jest, że w stosunku do wyników kontrolnych maksymalny efekt stymulacyjny jest z reguły niewielki – do ok. 60% poziomu grupy kontrolnej, a więc biorąc pod uwagę, że efekty jako takie są niewielkie, ich pomiar z odpowiednią wiarygodnością statystyczną musi być trudny. Jeśli dołączymy do tego fakt, że sprawdzenie drugiego scenariusza wymaga przeprowadzenia uciążliwych pomiarów także w funkcji czasu, widać, że podjęcie takich badań stanowi dla badacza nie lada wyzwanie. Właśnie te dwie przyczyny powodują, że liczba prac spełniających kryteria niezbędne do interpretacji ich wyników, jako wskazujących na istnienie lub brak hormezy, stanowi w toksykologii zaledwie 1-2% prac poświęconych problemowi małych dawek. Oddzielnym problemem jest ustalenie obszaru dawek, w którym obserwuje się efekty hormetyczne. Na rys.14.22 obszar ten ograniczony jest punktami przecięcia linii ciągłej z linią przerywaną. Punkt z prawej strony oznacza w zasadzie dawkę, poniżej której nie obserwuje się negatywnych skutków jej działania (NOAEL – ang. No Observed Adverse Effect Level). To, co dzieje się poniżej lewego punktu przecięcia jest w znacznej mierze spekulacją, gdyż ta najniższa dawka, dająca zerowe skutki, stanowi z reguły 5 -10% i tak stosunkowo niskiej dawki NOAEL. Zdobycie rzetelnych informacji w tym obszarze jest bardzo trudne i rzadkie w literaturze i raczej zakłada się, że poniżej tej dolnej dawki nie obserwuje się skutków jej działania. Niemniej jednak, przekładając ten typ krzywej na język praktyki, oznacza to, że pewna minimalna dawka jest wręcz niezbędna dla życia. W istocie, są eksperymenty wskazujące np., że rozwój niektórych pierwotniaków jest zatrzymywany, gdy odetniemy je od działania promieniowania jonizującego. Zachowania hormetyczne są znacznie częściej spotykane niż zachowania, w których występuje wyraźny próg (rys. 14.22 z prawej strony). Uwzględnienie efektu hormezy w działaniach profilaktycznych - w tym również w ochronie radiologicznej – jest więc potrzebne. Trudność podstawowa, to ta, że dawka NOAEL zależy od bardzo wielu parametrów i od rodzaju rozpatrywanego zagrożenia, tak więc jakiekolwiek przyjmie się rozwiązanie (np. w ochronie radiologicznej), zawsze znajdą się tacy, którzy będą podważali jego zasadność. Przede wszystkim jednak, już samo przyjęcie istnienia efektów hormetycznych za punkt wyjścia do analizy ryzyka, ustawia badania w tym zakresie na właściwym poziomie, gdyż zgodnym z obecnym stanem wiedzy. Nie jest bowiem możliwą rzeczą ustalenie właściwych relacji pomiędzy dawką a efektem, jeśli z góry założy się, że reakcja organizmu powinna być liniową lub progową funkcją dawki, a takie założenia, niestety, są często przyjmowane w analizie danych. Dalszą konsekwencją przyjęcia hormezy, jako podstawy do podejmowania działań, jest konieczność wnikliwego rozpatrzenia tego, co dzieje się po dostarczeniu dawki do organizmu, a więc zbadanie czasowej ewolucji działania dawki. Wreszcie, jest sprawą decyzji o charakterze strategicznym, czy w ocenie ryzyka weźmie się pod uwagę tylko śmiertelność, czy też zapadalność na określoną chorobę. Bez względu na szczegółowe rozwiązania jest sprawą oczywistą, że przyjęcie hormezy za punkt wyjścia w ocenie ryzyka będzie miało doniosłe konsekwencje dla ustalenia optymalnych standardów ochrony ludności przed dawkami toksyn czy promieniowania, i to bez względu na to, czy będziemy mieli do czynienia z działaniami rakotwórczymi, czy innymi. Kluczową bowiem informacją, jaką

42

niesie efekt hormezy jest fakt, że po pierwsze efekty szkodliwe pojawiają się dopiero po przekroczeniu pewnej dawki (NOAEL), a po drugie, że poniżej tej dawki mogą mieć miejsce efekty dobroczynne. Calabrese i Cook 43 proponują osiem kryteriów wyboru modelu służącego do ilościowej oceny ryzyka związanego z substancjami rakotwórczymi i innymi. Model taki powinien być w oczywisty sposób zgodny z naszą wiedzą biologiczną i biochemiczną, weryfikowalny, stosować się do cech istotnych z punktu widzenia oceny ryzyka, wreszcie pozwalać na ocenę zarówno negatywnych, jak i pozytywnych skutków dla organizmu. Dopiero taki model może być stosowany do oceny skutków przyjęcia danych wyników jako podstawy do decyzji w skali makrospołecznej. Jak się wydaje, najmniej dyskusyjną, co bynajmniej nie oznacza – łatwą, sprawą jest ocena dawki NOAEL. Dawka ta powinna być wybrana jako największa z dawek nie powodujących efektów szkodliwych, przy założeniu najczulszego modelu działania dawek. Ponieważ efekty działania szkodliwych substancji testowane są z reguły na zwierzętach, więc jest kwestią decyzji ocena, w jakim stopniu wrażliwość człowieka może być ewentualnie mniejsza lub większa. W cytowanej pracy, Calabrese i Cook sugerują uznanie, że człowiek jest dziesięciokrotnie bardziej podatny na działanie toksyn niż przeciętne zwierzę. Ponieważ pomiędzy ludźmi mogą występować znaczne różnice osobnicze, wprowadzają oni dodatkowy czynnik 10, który miałby uwzględnić te różnice i w stosunku do średnich wyników dawek NOAEL uzyskanych na zwierzętach proponują dawkę 100-krotnie mniejszą dla grup ludzkich o najwyższym stopniu ryzyka. Propozycje te dotyczą czynników nie-rakotwórczych. W wypadku czynników rakotwórczych, dla których dotychczasowe standardy (przynajmniej amerykańskie) zakładają liniową zależność ryzyka od dawki (wg tzw. hipotezy liniowej bezprogowej LNT – od ang. Linear No-Threshold), uwzględnienie hormezy prowadzi de facto do uznania istnienia progu dawki, powyżej której pojawia się ryzyko zachorowania na raka. Autorzy proponują, aby próg wyznaczony dla zwierząt został jako reguła stukrotnie zmniejszony w ocenie ryzyka zachorowania ludzi. Uzasadnieniem takiego podejścia jest przekonanie, że w tym wypadku różnorodność reakcji osobniczej wśród ludzi jest relatywnie większa. W wypadku grup wysokiego ryzyka sugeruje się zmniejszenie dawki progowej jeszcze dziesięciokrotnie, a więc w sumie 1000-krotnie w stosunku do NOAEL dla zwierząt. Można oczekiwać, że tak określona dawka znajdzie się w obszarze hermetycznym w grupach wysokiego ryzyka. Nie wdając się w dyskusję na temat prawidłowości wyboru kolejnych czynników 10 (czemu nie osiem lub 15?), jako charakteryzujących przechodzenie od jednej do drugiej grupy ryzyka, warto zauważyć, że istotne przesłanie, które niesie praca Calabresego i Cooka jest takie, że jeśli ustawimy poprzeczkę wysoko, a więc przyjmiemy jako standard poziom ryzyka odpowiadający grupom wysokiego ryzyka, wówczas szczególnie grupa niskiego ryzyka będzie narażona bardziej niż to niezbędne (nadmierne obniżenie dawki może spowodować efekty mniej korzystne dla organizmu, a więc nadmierna ochrona może dla tej grupy okazać się w efekcie w jakimś sensie szkodliwa). Uwzględnienie efektów hormezy prowadzi do wniosku, że obecne standardy ochrony są przesadzone o niebagatelnie duży czynnik rzędu 100.

43

E.J.Calabrese, R.R.Cook, “Hormesis: how it could affect the risk assessment process”, Human&Exper, Toxicol. 24 (2005) 265-270

43

Bardzo podobnie wygląda sytuacja w ocenie ryzyka związanego z promieniowaniem jonizującym. W obszernym wspólnym raporcie 44 Paryskiej Akademii Nauk i Narodowej Akademii Medycznej Francji z marca 2005 r. podkreśla się m.in., że nie istnieją przekonujące dane, które wskazywałyby na efekty rakotwórcze przy jednorazowych dawkach poniżej 100 mSv zarówno dla dzieci, jak dorosłych. Raport ten wskazuje także na bardzo istotne uchybienia popełnione w tzw. raporcie BEIR VII z dnia 29 czerwca 2005, będącym wynikiem prac amerykańskiej National Academy of Sciences (NAS), który rekomenduje hipotezę liniową bezprogową jako podstawę oceny ryzyka w obszarze małych i bardzo małych dawek. Cytowane wyżej prace Calabresego i in. przynoszą znaczącą liczbę danych potwierdzających, że hormeza radiacyjna jest równie powszechna, jak ta związana z działaniem toksyn. Jak się wydaje, naturalnym opisem zjawiska, zgodnym z danymi doświadczalnymi jest opis podawany m.in. przez Feinendegena i Pollycove’a45

Zapobieganie uszkodzeniom DNA

Uszkodzenia DNA

Dawka (Gy) Rys. 14.23 Dwa czynniki wpływające na ostateczny przebieg zależności dawka-efekt

Liczba uszkodzeń (obu nici helisy DNA, chromosomów, liczba mutacji genów) związanych z dostarczeniem dawki do organizmu rośnie liniowo lub niemal liniowo ze wzrostem dawki. Z kolei odpowiedź immunologiczna organizmu w obszarze małych dawek wpierw wzrasta, aby przy większych dawkach osłabnąć. Najsilniejsza odpowiedź typu adaptacyjnego pojawia się w obszarze dawek ok. 0,1 Gy, a to co jest dla takiej odpowiedzi charakterystyczne, to pojawianie się jej po określonym czasie od chwili naświetlenia i długość trwania, która może wynosić nawet kilka tygodni. Odpowiedź adaptacyjna zaczyna zanikać powyżej dawki ok. 0,2 Gy, a powyżej dawki 0,5 Gy praktycznie już się jej nie obserwuje. Oba efekty, rosnącej liniowo liczby uszkodzeń i nasilenia odpowiedzi układu immunologicznego pokazane są na rys. 14.23. Biorąc pod uwagę oba efekty, efekt wypadkowy jest jak pokazuje rys. 14.24.

44

M.Tubiana, A,.Aurengo, „Dose-effect relationship and estimation of the carcinogenic effects of low doses of ionizing radiation”, I.J.L.R. 2 (2005) 134-151 45 M.Pollycove, L.E.Feinendegen, „Radiation-induced versus endogenous DNA damage: possible effect of inducible protective responses in mitigating endogenous damage”, Human&Experimental Toxicology 22 (2003) 290-306; L.E.Feinendegen, V.P.Bond, C.A.Sondhaus, „The dual response to low-dose irradiation: induction vs. Prevention of DNA damage”, w Biological Effects of Low Dose Radiation, T.Yamada et al. Eds, Elsevier Science B.V. (2000), 3-16

44

Pomimo logiki powyższego opisu, wciąż ważnymi pytaniami, na które nauka musi znaleźć odpowiedź są: • jakiej wielkości jest dawka progowa i moc dawki, przy których aktywują się w organizmach mechanizmy obronne? • Jak długo komórki utrzymują swoje zdolności radioochronne? • Co dzieje się z układem obronnym w wypadku kolejnych naświetlań? • Przy jakich dawkach i mocach dawek efekty szkodliwe dla organizmu zaczynają przeważać nad odpowiedzią adaptacyjną?

Efekt

Indukcja uszkodzeń DNA Efekt wypadkowy

Aktywacja procesów obronnych

0

0,2

0,4

0,6

Dawka [Gy]

Rys. 14.24 W obszarze małych dawek uszkodzenia DNA są skutecznie neutralizowane przez reakcje naprawcze i immunologiczne organizmu. W wyniku można uzyskać efekt hormetyczny (linia ciągła)

Uczeni zajmujący się problemem małych dawek próbują wypracować matematyczny model reakcji organizmu, wychodząc z najbardziej elementarnego procesu jonizacji atomu w komórce („uderzenia” w komórkę). Schemat zaproponowany w ramach tzw. podejścia mikrodozymetrycznego przez Feinendegena i in. 46 jest następujący. Niech Pind oznacza prawdopodobieństwo zainicjowania raka przypadające na jednostkę dawki D, bez względu na mechanizmy ochronne. Niech dalej Pspo jest prawdopodobieństwem spontanicznego, a więc 46

L.E.Feinendegen, M.K.Loken, J.Booz, H.Muehlensiepen, C.A.Sondhaus, V.P.Bond, Cellular mechanism of protection and repair induced by radiation exposure and their consequences for cell system responses, Stem Cells 13, suppl. 1 (1995) 7-20; L.E.Feinendegen, Relative implications of protective responses versus damage induction at low-dose and low dose-rate exposures, using the microdosimetric approach, Rad. Prot. Dosim. 104 (2003), 337-346; L.E.Feinendegen, M.Pollycove, C.A.Sondhaus, Response to low doses of ionizing radiation in biological systems, Nonlinearity in Biol. Toxico. Med. 2 (2004) 143-171

45

niezależnego od promieniowania, pojawiania się raka w rozpatrywanym czasie, a Pprot – prawdopodobieństwo wystąpienia ochronnej reakcji układu immunologicznego. Reakcja ta niech będzie opisana funkcją f(D,tp), gdzie D oznacza dawkę, a tp czas od chwili napromienienia. Ryzyko rozwoju raka można więc opisać równaniem: R(D,tp) = {Pind-Pprotf(D,tp)[Pspo + Pind]}D

(14.15)

Równanie to stanowi podstawę rozważań i, jak się można łatwo domyśleć, w zależności od przyjętego kształtu funkcji f(D,tp) oraz wartości prawdopodobieństw kształt R(D,tp) będzie się zmieniał – linia ciągła na rys. 14.24 jest tylko jednym z możliwych zachowań 47 . Powyższe równanie musi także uwzględniać wielkość mocy dawki, jako że następujące szybko po sobie „uderzenia” w komórkę mogą w znaczący sposób zakłócić pracę układu immunologicznego i w szczególności osłabić odpowiedź adaptacyjną. W każdym razie rozwój nowotworu jest procesem znacznie bardziej złożonym niż zakładany przez prostą liniową teorię wiążącą pierwotne uszkodzeniem DNA a skutkiem w postaci śmiertelnej choroby nowotworowej. Tak jak organizm jest tworem bardzo złożonym i zarządzanym w hierarchiczny sposób (od atomów, przez cząsteczki i komórki do tkanek i narządów), podobnie i powstawanie raka jest procesem wieloczynnikowym i wieloetapowym, począwszy od wielokrotnych zmian (mutacji) DNA do kolejno coraz wyższych poziomów struktury biologicznej nowotworu. Na każdym etapie rozwijające się uszkodzenia napotykają różne bariery fizjologiczne, których działanie znacząco zakłóca uproszczony obraz liniowej reakcji organizmu. Jednym z najdziwniejszych odkryć ostatnich lat jest to, że ekspozycja na małe dawki promieniowania uruchamia funkcje innego układu genów, niż napromienianie dużymi dawkami 48 . W cytowanych badaniach prowadzono obserwacje myszy, które wstępnie eksponowano na małą dawkę, 0,1 Gy, by w 4 godziny później dostarczyć dawkę dużą – 2 Gy. Wbrew spodziewanym efektom, mała dawka wcale nie wywołała reakcji mniejszej liczby genów. Były to jednak inne geny niż te, które aktywowała duża dawka. Tak więc odpowiedź przy małych dawkach nie jest po prostu zmniejszoną odpowiedzią organizmu na naświetlanie dużą dawką. Mała dawka wstępna (ang. priming dose) pozwalała myszom znacznie lepiej znieść dużą dawkę. Badania wykazały też, że napromienienie kolonii pewnych komórek ludzkich dawką wstępną 0,05 Gy, a następnie po 6 godzinach dużą dawką prowadzi do zmniejszenia aberracji chromosomalnych o 20 do 50% w stosunku do liczby aberracji występujących po jednorazowym naświetlaniu dużą dawką. Dalsze badania mikroskopowe wykazały, że w wypadku dużych dawek produkowane są dwa białka, których ilość w wypadku małych dawek jest znacząco mniejsza. Znaczenie dawki wstępnej, działającej jak swoista szczepionka, było już wspomniane wcześniej na przykładzie eksperymentalnych terapii małymi dawkami. W terapiach tych stosuje się naświetlanie całego ciała lub jego połowy, np. dawką 0,1 Gy aplikowaną 3 razy w tygodniu przez 5 tygodni lub 0,15 Gy aplikowaną 2 razy w tygodniu przez 5 tygodni, co w obu wypadkach daje łączną dawkę 1,5 Gy. Skutek takiej terapii przedstawiony jest na rys.

47

przykładem publikacji, w której rozpatruje się konkretny model zachowań jest praca B.E.Leonard, Adaptive response and human benefit: Part I. A microdosymetry dose-dependent model, Int. J. Radiat. Biol. 83 (2007) 115-131 48 A. Heller, Low-Dose Radiation Effects, S&TR, Lawrence Livermore National Laboratory (2003) 13-19

46

14.25 i 14.26. Na pierwszym z nich pokazane są zdjęcia 49 przegród nosowych przed podjęciem terapii i po terapii małymi dawkami podawanymi na połowę ciała (dolną!, a nie górną jak moglibyśmy się w pierwszej chwili spodziewać): rak widoczny w prawej przegrodzie zniknął. Na drugim rysunku pokazana jest przeżywalność pacjentów z białaczką 50 , poddanych chemioterapii oraz terapii małymi dawkami. Nie ulega wątpliwości, że skutki terapii małymi dawkami są znacznie korzystniejsze.

Rys. 14.25 Tomogram przegrody nosowej przed i po leczeniu małymi dawkami promieniowania γ. Strzałką zaznaczono umiejscowienie raka.

14.11 Kilka uwag o ryzyku w życiu codziennym i ryzyku związanym z promieniowaniem jonizującym

Ludzie (i wszystkie inne organizmy na Ziemi) korzystają bezpośrednio z promieniowania jądrowego, nie zdając sobie nawet z tego sprawy. Fakt, że Słońce świeci jest tak oczywisty, że czasem zapomina się, że początek przyjemnemu opalaniu się dają reakcje jądrowe, które są źródłem energii wyzwalanej wewnątrz naszej gwiazdy. Wewnętrzne ciepło Ziemi powstaje dzięki naturalnemu promieniowaniu pierwiastków promieniotwórczych. W całkowitym bilansie energii dostarczanej do powierzchni kontynentów ciepło to wnosi jedynie 0,05 W/m2 i jest małym ułamkiem średniego strumienia energii dostarczanego przez Słońce, wynoszącego na powierzchni Ziemi 240 W/m2. To wewnętrzne ciepło powoduje jednak, że rdzeń Ziemi jest w stanie ciekłym, pozwalającym na ruchy kontynentów (płyt tektonicznych) i funkcjonuje jak geodynamo. Oba te zjawiska wpłynęły na ewolucję życia na Ziemi.

49

Y.Takai i in., Low Dose Irradiation and Biological Defense Mechanisms, Kyoto, July 12-16, 1992, Elsevier (1992) 113 50 K.Sakamoto i in., J.Jpn.Soc.Ther.Radiol.Oncol. 9 (1997) 161

47

PRZEŻYWALNOŚĆ [%]

LAT PO KURACJI Rys. 14.26 Procentowa przeżywalność pacjentów z białaczką, leczonych chemioterapią (linia przerywana) i małymi dawkami promieniowania γ (linia ciągła)

Piękne promienie słoneczne mają swe źródło w reakcjach jądrowych, a w górach, jak i morzach znajdują się znaczące ilości substancji promieniotwórczych. Podczas aktywności wulkanicznej do atmosfery zostają wyrzucone znaczne ilości materiałów promieniotwórczych. Jak dotąd jednak nie zaobserwowano jakiś znaczących skutków promieniowania związanego z tym zjawiskiem. A jednak boimy się promieniowania jądrowego i mamy ku temu istotne powody. Hiroszima, Nagasaki, Czernobyl – te nazwy wciąż napawają nas obawą, że jeśli stracimy kontrolę nad promieniowaniem jądrowym, wyniki mogą być straszne. Czytając prasę, słuchając radia, czy oglądając telewizję dowiadujemy się okropnych rzeczy o tym promieniowaniu. Wielu z nas jest przekonanych, że promieniowanie jądrowe jest czymś, czego należy całkowicie unikać, a strach przed promieniowaniem jest wzmacniany przez fakt, że promieniowania tego ani nie widzimy, ani nie czujemy, nie ma ono smaku, a także nie słyszymy go. W tym strachu zapominamy, że kiedy około 4,5 miliarda lat temu tworzyło się życie na Ziemi, poziom promieniowania jądrowego był około trzy razy wyższy niż obecnie. Stąd elementarny wniosek, że promieniowanie jako takie nie jest śmiercionośne. Wniosek ten jest tym mocniejszy, że jak już mówiliśmy, poziom promieniowania na kuli ziemskiej zmienia się o czynnik 10, a w niektórych miejscach i ponad stukrotnie. Ludzie mieszkający w takich rejonach o podwyższonym poziomie promieniowania ani nie chorują częściej, ani nie żyją krócej, ani nie są bardziej podatni na infekcje itp. Czy fakt, że nie jesteśmy wrażliwi na tak duże zmiany poziomu promieniowania nie mówi nam czegoś? Zastanówmy się. Potrzeba nam niewiele czasu aby zareagować na najeżdżający na nas samochód: gdyby nie szybka reakcja, nasze życie byłoby w niebezpieczeństwie. Nasze widzenie i bardzo szybka transmisja odpowiednich sygnałów do mózgu mają zasadnicze znaczenie dla przeżycia. To samo można powiedzieć o słuchu, o wykształconych w nas zmysłach powonienia czy smaku (dzięki którym jesteśmy ostrzegani przed nieświeżym pożywieniem) itd. Inny przykład: temperatura pokojowa, to 300 K. Jeśli zmieni się ona o

48

20% zaczniemy albo zamarzać albo przegrzewać ponad możliwości tolerancji organizmu. Oba czynniki decydują o naszym życiu, musimy zatem posiadać system ostrzegania przed zmianami temperatury. Dlatego też nie jest rzeczą dziwną, że w toku ewolucji wykształcił się w ludziach odpowiedni zmysł, pozwalający nam odczuwać nawet małe zmiany temperatury, rzędu 2 stopni, a więc poniżej 1% temperatury otoczenia. Poziom naturalnego promieniowania może zmieniać się nie o 20% ale o ponad 1000% i nie wpływa to na nasze życie. Dlaczegóż więc ewolucja miałaby nas wyposażać w zmysł reagujący na poziom promieniowania jonizującego? Fakt, że promieniowania nie widzimy i w ogóle nie czujemy powinien być raczej wskazówką, że w naturalnych warunkach nie jest ono groźne. Ponadto, dlaczego promieniowanie jądrowe, w końcu jedna z postaci energii, miało by być szkodliwe, podczas gdy inne formy energii zostały wykorzystane w trakcie ewolucji do uszlachetniania gatunku? Myśląc o ryzyku związanym z promieniowaniem jonizującym jest rzeczą sensowną przyjęcie do wiadomości, że niemal każde działanie człowieka związane jest z jakimś ryzykiem. Przechodzimy przez jezdnię, pijemy alkohol, palimy papierosy, pracujemy w warunkach szkodliwych dla zdrowia - w każdym z tych wypadków istnieje skończone prawdopodobieństwo zejścia śmiertelnego. Jak wielkie jest to prawdopodobieństwo? Za nieżyjącym już fizykiem węgierskim, Georgem Marxem 51 , przyjmijmy wygodne pojęcie mikroryzyka - ryzyka, że spośród miliona ludzi wykonujących daną czynność jedna umrze wskutek tej czynności. Niewielkie prawdopodobieństwo jeden do miliona, a więc mikroryzyko, jest równoważne: • • • • • • • • • • •

2500 km podróży pociągiem 2000 km lotu samolotem 80 km podróży autobusem 12 km jeździe na rowerze 3 km jeździe na motocyklu wypaleniu jednego papierosa spędzeniu dwóch tygodni w jednym pokoju z palaczem wdychaniu zanieczyszczonego powietrza przez okres 3-10 dni wypiciu pół litra wina przepracowaniu 1-5 tygodni w fabryce 1-5 minutowej wspinaczce wysokogórskiej

Ryzyko niewątpliwie zależy też od miejsca pracy. Pracy przez rok w handlu towarzyszy mikroryzyko równe 10, w fabryce - do 100, w transporcie - 400, w kopalni węgla - 800, a na platformie wydobywczej na morzu - nawet 1800. Ryzyko jest nieodłączną częścią codziennych działań. Jesteśmy jednak tak bardzo przyzwyczajeni do większości czynników ryzyka, że zazwyczaj albo o nich nie pamiętamy albo po prostu akceptujemy dane ryzyko np. jeśli przyjemność palenia papierosa równoważy możliwość powstania raka płuca. Z tego względu warto rozpatrzyć coś, co można nazwać ryzykiem akceptowalnym. Z definicji jest to pojęcie subiektywne, gdyż dla palaczy ryzyko związane z paleniem papierosów jest akceptowalne, dla innych - nie. Ludzie mogą nie chcieć żyć blisko lotniska i widzieć samoloty lądujące ponad ich dachami, podczas gdy pasażerowie samolotu będą akceptować ryzyko związane z takim lądowaniem. Czasem ci, którzy żyją 51

G.Marx, People and Risks w “Atoms in Our Hands”, Roland Eötvös Physical Society, Budapest (1995) 51-71

49

stosunkowo daleko od elektrowni atomowej bardziej nie akceptują ryzyka posiadania tej elektrowni, niż mieszkający blisko niej (np. personel techniczny) i całkowicie akceptujący omawiane ryzyko. Narażenie na promieniowanie jonizujące pojawia się podczas stosowania niektórych procedur medycznych. Należy jednak rozróżniać dwie zasadniczo odmienne sytuacje. Gdy promieniowanie użyte jest dla celów diagnostycznych, ogranicza się dawkę do poziomu pozwalającego na dobrą obserwację badanych narządów. Tu stosowane dawki są względnie niewielkie. Natomiast w radioterapii jedynym celem lekarza jest zwalczenie nowotworu, a stosowane dawki mogą być bardzo wysokie, choć stosowane tylko lokalnie, aby nie zagrażały zdrowym częściom organizmu. Pojawiające się w wyniku radioterapii komplikacje nie są rzadkie, są one jednak z reguły wyleczalne. Skoncentrujmy się zatem na procedurach diagnostycznych. Tabela 14.13 pokazuje wielkość mikroryzyka związanego ze stosowanym w tych badaniach promieniowaniem jonizującym. Jak wynika z tabeli, względnie wysokie ryzyko badań tomograficznych klatki piersiowej nie jest większe niż ryzyko związane z jednoroczną pracą w transporcie. Tab. 14. 13 Mikroryzyko związane z niektórymi procedurami diagnostycznymi

Typowe efektywne

dawki

Badanie (mSv)

Ryzyko (jednostki mikroryzyka)

Rentgenowskie badania kończyn

0,01

<0,5

Rentgenowskie prześwietlenie zęba

0,01

<0,05

0.02/film

1

0.07

3.5

Tomografia komputerowa głowy

2

100

Tomografia klatki piersiowej

8

400

4

200

6

330

Rentgenowskie prześwietlenie klatki piersiowej Rentgenowskie prześwietlenie czaszki

Diagnostyka kości z użyciem

99m

Tc

Dynamiczne badania serca z użyciem 99m Tc

Pamiętajmy, że około 20% zgonów następuje z powodu choroby nowotworowej, tak więc zwyczajne ryzyko zachorowania na śmiertelną odmianę nowotworu wynosi 200 000 jednostek mikroryzyka! Pomimo względnie niewielkiego ryzyka związanego z badaniami medycznymi, niektórzy tak się boją, że całkowicie niewinne badania tomograficzne techniką jądrowego rezonansu magnetycznego zdecydowano się nazwać "obrazowaniem rezonansem medycznym" - tylko aby uniknąć słowa "jądrowy". To specyficzne badanie nie ma nic wspólnego z promieniowaniem jądrowym, gdyż korzysta jedynie z fal radiowych: promieniowania elektromagnetycznego o nieporównywalnie mniejszej energii niż potrzebna do wywołania jonizacji. Istotne w końcu jest także i to, że zanim lekarz podejmie decyzję o przeprowadzeniu badań wykorzystujących promieniowanie jądrowe, bierze pod uwagę inne

50

możliwości. Pożytki związane z zastosowaniem promieniowania jonizującego muszą bowiem przeważać nad ewentualnym, nawet niewielkim, ryzykiem. Dla szeroko rozumianego społeczeństwa ryzyko obliczone na podstawie danych statystycznych nigdy nie jest do końca przekonujące. Społeczeństwo mniej interesują wartości średnie w skali świata niż kwestia lokalnego bezpieczeństwa. A w wypadku instalacji jądrowych i możliwych ataków terrorystycznych, żadne z takich obliczeń nie może być prawdziwie użyteczne. W normalnych warunkach można tylko stwierdzić, że standardy bezpieczeństwa w technologii jądrowej powodują, że ryzyko jądrowe jest znacznie mniejsze niż ryzyko związane z innymi technologiami. W świetle wszystkich faktów przyjętych w tym rozdziale sugerowana przez ICRP norma dopuszczalnej dawki 1 mSv rocznie ponad tło naturalnego promieniowania jonizującego odpowiada ochronie przed doprawdy małym ryzykiem. Komisja ta zaleca stosowanie współczynnika ryzyka 5%/Sv. Przyjmijmy tę wartość. W takim razie, w populacji miliona mieszkańców napromienionych dawką 1 Sv oczekujemy 50000 nadmiarowych zgonów. Gdy dawkę zmniejszymy do poziomu „bezpiecznego” 1 mSv, liczba zgonów zostanie zredukowana do 50, a więc mamy do czynienia z 50. jednostkami mikroryzyka. Podkreślmy, że dla konsystencji rozumowania przyjmujemy w milczący sposób, że mamy do czynienia z dawką podaną w bardzo krótkim czasie, a nie rozłożoną jednorodnie przez cały rok, jako że hipoteza liniowa bezprogowa jest oparta na wynikach badań ofiar wybuchów jądrowych, które trwały około 10-8 s. Czemu jest równoważne te 50 jednostek mikroryzyka podawaliśmy w poprzednim paragrafie, w którym jednym z przykładów jest przejechanie samochodem 3250 km. Jeśli tak, to korzystanie z samochodów powinno być surowo wzbronione, gdyż kierowcy przejeżdżają średnio 10000 km rocznie. Z tego samego względu wyścigi kolarskie, jak np. Tour de France, powinno się uznać za niedopuszczalne wykorzystywanie kolarzy. Oczywiście nikt nawet nie myśli o takich restrykcjach. Najwidoczniej percepcja ryzyka nie jest kwestią jego rzeczywistej realności lecz subiektywnego odbioru. Istnieje szereg czynników ryzyka, na które się godzimy i nad którymi się nie zastanawiamy, i istnieją takie zagrożenia, nawet wymyślone, których nie akceptujemy i jesteśmy gotowi je zwalczać, nawet gdy cena tej walki jest wysoka. Właśnie taką wysoką cenę płacimy za zwalczanie "niewidzialnego wroga" - promieniowania jonizującego. Ochrona radiologiczna przeciw rocznej dawce 1 mSv pociąga za sobą bynajmniej nie wymyślone, lecz rzeczywiste koszty. Jak podawaliśmy, ocenia się, że koszty tak uwarunkowanej ochrony powodują, że jedno hipotetycznie uratowane życie kosztuje amerykańskiego podatnika 2,5 miliarda dolarów! Ta szaleńczo tracona suma pieniędzy (ile można byłoby uratować za nią rzeczywistych istnień ludzkich!) znakomicie by zmalała, gdyby dawkę graniczną zwiększyć o czynnik 10, tj. czynnik porównywalny z typowym zakresem naturalnego promieniowania na świecie. Kilka lat temu, Bernard L. Cohen z Uniwersytetu w Pittsburgu, USA, przeprowadził badania ankietowe wśród przypadkowo wybranych pracowników uniwersytetu i członków Towarzystwa Fizyki Medycznej. Wybór pracowników uniwersyteckich był sensowny, gdyż ci nie powinni obawiać się zwolnień z pracy, a często sami prowadzili badania naukowe. Anonimowo odpowiedziało 211 osób. Odpowiedzi pokazały, że obawy społeczne w stosunku do rzeczywistych zagrożeń związanych z promieniowaniem jonizującym są • bez porównania mniejsze niż realne (zbyt małe poczucie strachu) w 2 przypadkach • znacznie mniejsze niż realne w 9 przypadkach w przybliżeniu realne w 8 przypadkach • nieco ponad realne w 18 przypadkach • znacznie większe niż rzeczywiste w 104 przypadkach

51

•

bez porównania większe niż rzeczywiste w 70 przypadkach

Był to wynik zapytania o zdanie osób, co do których można było oczekiwać krytyczności, dobrego treningu intelektualnego, a często dużej wiedzy naukowej. Czego zatem możemy oczekiwać w przypadku laików? Ich opinia tworzy się głównie na podstawie informacji mediów, a większość z mediów wyolbrzymia ryzyko. Informacja o zagrożeniach jest dalej przefiltrowywana przez osobistą niechęć do podejmowania ryzyka (i vice versa dążenie do ryzykownych działań), jak również przez oczekiwane korzyści. Ten ostatni czynnik wyjaśnia, dlaczego ludzie często oceniają ryzyko związane z prześwietleniami rentgenowskimi na niższe niż jest ono w rzeczywistości. Sam problem ryzyka jest problemem trudnym, gdyż trudno je określić ilościowo - szczególnie w obszarze małych dawek, z którymi z reguły mamy do czynienia. Jest to problem trudny także z tego względu, że najlepsza ilościowa ocena ryzyka nie wystarcza wobec problemu percepcji ryzyka ukształtowanej przez wybuchy bomb atomowych i awarię reaktora w Czarnobylu. W istocie rzeczy, lata traktowania promieniowania jonizującego jako "niewidzialnego wroga" spowodowały strach, który nie pozwala na racjonalne podejście do ryzyka takim, jakim ono jest. Choć, jak pokazywaliśmy, jest ono często znacznie niższe niż ryzyko związane z innymi czynnikami, wiele osób nie przyjmuje tej informacji i odmawia dyskusji na ten temat. Byłby to jedynie problem psychologiczny, gdyby nie wysoki koszt takich uprzedzeń. Zatrzymały bowiem one rozwój przyjaznej środowisku energetyki jądrowej, wymusiły nielogicznie wysokie koszty ochrony radiologicznej, spowodowały też, że wielu pacjentów odmawia poddaniu się badaniom lub leczeniu promieniowaniem jonizującym, które ratuje życie. Można żywić nadzieję, że obecna opinia na temat promieniowania jądrowego z czasem poprawi się. Jeśli to zagadnienie będzie można rozważać jedynie w oparciu o przesłanki naukowe, bez wpływu czynników politycznych lub ekonomicznych, istnieje szansa, że promieniowanie jądrowe będzie traktowane na równi z innymi czynnikami ryzyka. Ryzyko wydaje się tym większe, im bardziej się go boimy. Ale im bardziej się go boimy, tym więcej wysiłku należy włożyć w zrozumienie, czego się boimy i czy nasz strach ma racjonalne podstawy. Jeśli pojawia się on jedynie na podkładzie emocjonalnym, jest więcej niż prawdopodobne, że poddani panice będziemy działać przeciwko sobie. A tego powinniśmy unikać.

52

ROZDZIAŁ XV. DAWKI WOKÓŁ ELEKTROWNI JĄDROWYCH 1 15.1 Wstęp Jak już wspominaliśmy, elektrownie jądrowe wytwarzają obecnie około 17% energii elektrycznej zużywanej na świecie, a liczba bloków z reaktorami energetycznymi przekroczyła 440 w 32 krajach świata. W najbliższym dwudziestoleciu zaplanowano wzrost mocy globalnej elektrowni jądrowych na świecie o 60%, z 320 GWe w chwili obecnej do 440 GWe w 2025 roku. Mimo to wkład elektrowni jądrowych w ogólny poziom promieniowania jest, jak mówiliśmy w rozdziale XIII, pomijalnie mały – 0,001 mSv/rok wobec średnio ok. 3,3 mSv/rok jakie otrzymuje człowiek wskutek promieniowania tła naturalnego i zabiegów medycznych. Jak niewielki był i jest wkład elektrowni jądrowych do ogólnego bilansu dawki otrzymywanej z różnych źródeł przez człowieka został pokazany na rys. 13.6. Oczywiście rysunek ten pokazuje wartości uśrednione, a więc nie reprezentatywne dla danego otoczenia elektrowni jądrowej. W szczególności nie reprezentują one sytuacji otoczenia elektrowni jądrowej, w której wydarzyła się awaria, jak np. w Czarnobylu. Zauważmy, że to skądinąd bardzo dramatyczne wydarzenie nie wpłynęło w zasadniczy sposób na średnią dawkę przypadającą na człowieka. Niewątpliwie skutki awarii w Czarnobylu, chociaż była ona tylko jednym odosobnionym wypadkiem, bynajmniej nie reprezentatywnym dla energetyki jądrowej, rzucają cień wątpliwości na dobre wyniki wszystkich innych elektrowni, choć z uwagi na całkowicie odmienną konstrukcję nie mogą one spowodować podobnego skażenia otoczenia. Przeciwnicy energetyki jądrowej podnoszą istotny skądinąd argument o odpadach promieniotwórczych, ignorując często przy tym kwestię odpadów produkowanych przez konwencjonalne elektrownie. Co gorsza, donoszą wciąż o zachorowaniach na białaczkę, rzekomo powodowanych przez instalacje jądrowe. Zapoznajmy się zatem z faktami. Wielokrotnie w tym wykładzie podnosiliśmy sprawę wielkiej ostrożności konstruktorów elektrowni i wielkiej dbałości o zapewnienie ludziom i środowisku najbezpieczniejszych warunków pracy i egzystencji. Poziom promieniowania wewnątrz budynków jest kontrolowany w sposób ciągły i w taki sam sposób są kontrolowane uwolnienia radioaktywne z elektrowni jądrowych i z zakładów przerobu wypalonego paliwa. Wyniki pomiarów podlegają kontroli urzędów dozoru jądrowego w krajach prowadzących eksploatację takich obiektów, a w skali globalnej są zbierane i publikowane przez Komitet Naukowy ONZ ds. Skutków Promieniowania Atomowego (UNSCEAR). UNSCEAR publikuje także inne dane dotyczące promieniowania, między innymi wielkości uwolnień substancji radioaktywnych z elektrowni opalanych paliwem organicznym – które wbrew oczekiwaniom porównywalne są z uwolnieniami z elektrowni jądrowych. Systematyczne wysiłki energetyki jądrowej, zmierzające do redukcji uwolnień substancji radioaktywnych i utrzymania narażenia radiacyjnego na poziomie tak niskim jak to możliwe w rozsądnych granicach (as low as reasonably achievable -ALARA), doprowadziły do imponujących sukcesów 2 . Nikt ani z personelu, ani z ludności wokoło elektrowni nie otrzymał dawek, które spowodowałyby utratę zdrowia lub życia, nikt - poza 28 ofiarami promieniowania jonizującego powstałego w wyniku awarii reaktora w Czarnobylu, o którym

1

Tekst wykładu w znaczącej mierze jest fragmentem publikacji A.Strupczewskiego, Dawki promieniowania przy normalnej pracy elektrowni jądrowych, Biuletyn miesięczny PSE, sierpień 2005, 9-21. 2 Z czego nie wynika, że zasada ALARA jest optymalna. Jej stosowanie prowadzi bowiem do nadmiernych kosztów ochrony w stosunku do rzeczywistej ochrony zdrowia ludności.

1

już wiemy, że nie jest typowy dla reaktorów energetycznych. Do sprawy tej i innych awarii jeszcze będziemy wracać. Energetyka jądrowa z natury rzeczy nie wydziela gazów powodujących efekt cieplarniany, ani nie powoduje zanieczyszczeń atmosfery związkami siarki, azotu i pyłami. Dzięki temu zaś, że od pierwszych lat jej rozwoju przywiązywano ogromną wagę do redukowania emisji substancji radioaktywnych i narażenia radiacyjnego personelu, energetyka jądrowa osiągnęła wyniki, które mogą być wzorem dla innych gałęzi przemysłu. Dotyczy to zarówno działań zmierzających do zmniejszania zagrożeń społeczeństwa jak i pracowników.

15.2 Małe i wciąż obniżane narażenie radiacyjne pracowników elektrowni Ludźmi najbardziej narażonymi na promieniowanie z elektrowni jądrowej są jej pracownicy. Dlatego jednym z podstawowych zadań kierownictwa elektrowni jest dbałość o zminimalizowanie dawek, jakie pracownicy otrzymują w czasie normalnej pracy i remontów urządzeń. Dotyczy to nie tylko pracowników najbardziej narażonych na promieniowanie. Celem działań jest zmniejszenie dawki kolektywnej 3 , czyli sumy wszystkich dawek otrzymywanych przez wszystkich pracowników elektrowni i personel czasowo zatrudniony przy pracach naprawczych4 . Wykorzystanie m ocy zainstalow anej i daw ki kolektyw ne w EJ 2

0,88

1,74

0,873

Dawka kolektywna, os-Sv

1,66 1,6

0,871 0,86

0,859

1,4

0,845 0,84 1,27

1,2

1,16 0,817

0,82

0,811

1

0,93

0,6

0,8

0,85

0,8

0,78 0,772

0,78

0,776

0,61 0,76

Dawka kol. w EJ z PWR Wsp. wykorz ystania mocy z ainst.

0,4 0,2

Wsp. wykorzystania mocy zainst.

1,8

0,9

0,74

0

0,72

1990

1992

1994

1996

1998

2000

2002

2004

Lata

Rys. 15.1 Wzrost współczynnika wykorzystania mocy zainstalowanej w EJ na świecie i obniżanie średniej dawki kolektywnej w ciągu roku pracy bloku z reaktorem PWR 5 .

3

Dawka kolektywna (mierzona w osobo-siwertach) to suma dawek indywidualnych otrzymanych przez wszystkich pracowników wykonujących daną pracę (np. wymianę urządzeń w EJ) lub narażonych na promieniowanie z danego źródła (np. mieszkających w pobliżu elektrowni jądrowej). Daje ona więc ocenę globalną i w żadnej mierze nie mówi o narażeniu konkretnego pracownika. 4 Pojęcie dawki kolektywnej ma niewątpliwie sens jedynie w odniesieniu do grupy osób wykonujących tą samą pracę. Często jednak używa się dawki kolektywnej do oceny możliwych skutków zdrowotnych promieniowania ludności zamieszkującej znaczne obszary i żyjącej w bardzo różnych warunkach, co jest ewidentnym błędem metodologicznym, wynikającym z przyjęcia błędnej zasady, że każda dawka promieniowania niesie ryzyko utraty zdrowia proporcjonalne do wielkości dawki (hipoteza liniowa bezprogowa - LNT) 5 http://www.wano.org.uk/PerformanceIndicators/PI_Trifold/PI_2004_TriFold.pdf

2

Dbałość o zmniejszanie narażenia radiacyjnego nie powoduje bynajmniej obniżenia efektywności pracy elektrowni jądrowych: wręcz przeciwnie, ich współczynniki wykorzystania zainstalowanej mocy rosną. Dane zbierane przez urzędy dozoru jądrowego w różnych krajach i przez Światowe Stowarzyszenie Operatorów Elektrowni Jądrowych – WANO (World Association of Nuclear Operators) wykazują, że w elektrowniach o najwyższych współczynnikach wykorzystania mocy zainstalowanej dawki kolektywne są najniższe. Na rys. 15.1 widać krzywe oparte na danych WANO przedstawiające wzrost średniego współczynnika wykorzystania mocy zainstalowanej we wszystkich elektrowniach jądrowych na świecie, oraz dawki kolektywne w elektrowniach z reaktorami PWR, a więc takimi, jakie prawdopodobnie będą budowane w Polsce. Dawki te, otrzymywane łącznie przez wszystkich pracowników elektrowni jądrowych, włączając w to i zespoły remontowe spoza elektrowni, systematycznie maleją. Obniżanie dawek pracowników nie jest bynajmniej sprawą prostą. Pracownicy elektrowni otrzymują dawki promieniowania przede wszystkim podczas prac remontowych, gdy otwierają zbiorniki ze skażoną wodą lub zawory, na których osadziły się zaaktywowane produkty korozji, gdy otwierają zbiornik reaktora i dokonują przeładunków paliwa, słowem, gdy znika szczelność jednej z barier powstrzymujących uwolnienia produktów radioaktywnych. Aby zmniejszyć zagrożenie pracowników trzeba dążyć do sprawnego wykonywania prac remontowych, tak by czas narażenia na promieniowanie był krótki. Z drugiej strony należy zapewnić maksymalną czystość obiegów wodnych i parowych reaktora w czasie normalnej pracy elektrowni jądrowej, tak by w obiegach tych nie gromadziły się materiały promieniotwórcze. Dlatego w obniżaniu dawek wielką rolę gra ulepszanie konstrukcji i materiałów elektrowni. Np. z konstrukcji stykających się z wodą przepływającą przez rdzeń reaktora usuwa się materiały (jak np. kadm) ulegające aktywacji pod wpływem promieniowania neutronowego w rdzeniu. Prowadzi to do zmniejszenia ilości zanieczyszczeń rozpuszczonych w wodzie obiegu pierwotnego i krążących wraz z nią w reaktorze. W konsekwencji podczas remontu urządzeń narażenie personelu na promieniowanie jest mniejsze. Nie mniejszą uwagę poświęca się podnoszeniu szczelności obiegu pierwotnego oraz paliwa, tak by nie wyciekały z niego do wody produkty rozszczepienia. Podejmuje się też wysiłki dla usprawnienia pracy w rejonach promieniowania. Przynosi to rezultaty – okresy przestojów remontowych w elektrowniach są skracane, a dawki stale maleją. Przygotowania do wykonania większych prac remontowych, takich jak wymiana wytwornic pary, trwają wiele lat. Wszystkie czynności są starannie zaplanowane, możliwe zmiany technologii wykonywania prac ocenia się z punktu widzenia ich wpływu na dawki otrzymywane przez pracowników, a wyniki tych ocen wpływają na podejmowane decyzje. Ogromnie ważny wpływ ma zdobywanie doświadczenia. Przykładem może być wymiana wytwornic pary w elektrowniach belgijskich i szwajcarskich. O ile w 1993 r. przy wymianie wytwornicy pary w Doel 3 (Belgia) pracownicy otrzymali dawkę kolektywną 1,9 os-Sv, to przy powtórzeniu tej operacji w elektrowni Tihange 1 w 1995 r. dawka była mniejsza (1,6 osSv), a przy podobnych operacjach w trzech następnych blokach jądrowych w Belgii w latach 1996-2001 dawki kolektywne wynosiły około 0,64 os-Sv 6 . Podobnie w 1993 r. przy wymianie wytwornic pary w Beznau 1 w Szwajcarii dawka wyniosła 1,2 os-Sv, a w 1999 tę samą pracę wykonano w bloku Beznau 2 przy dawce kolektywnej 0,64 os-Sv 7 .

6

KINGDOM OF BELGIUM, Third Meting of the Contracting Parties to the Convention on Nuclear Safety, National Report, Sept. 2004 7 SWITZERLAND Implementation of the obligations of the Convention on Nuclear Safety, the Third Swiss Report in accordance with article 5, July 2004

3

W elektrowniach amerykańskich dawki kolektywne były najwyższe w roku 1980, gdy wykonywano szereg przeróbek wynikających z doświadczeń wyniesionych z awarii elektrowni TMI-2 w Harrisburgu w 1978 roku (patrz rozdział następny). Od tamtej pory dawki stale malały, osiągając w 2001 r. poziom 1 os-Sv średnio dla wszystkich reaktorów w USA, przy czym dla reaktorów PWR dawki te były znacznie niższe. Dawki indywidualne dla pracowników elektrowni amerykańskich zmalały z 9,5 mSv rocznie w 1973 roku do 1,7 mSv rocznie w 2002 r. 8 . W krajach Unii Europejskiej redukcja dawek była jeszcze skuteczniejsza – np. w elektrowni jądrowej Borssele w Holandii dawki kolektywne zmalały z 4 os-Sv w latach 80-tych do 0,3 os-Sv w 2003 r, a średnie dawki indywidualne spadły do 0,5 mSv rocznie 9 . W przemyśle jądrowym przyjęto zasadę „Bezpieczeństwo jest sprawą wspólną” i elektrownie jądrowe prowadzą stale wymianę doświadczeń, tak że metody pracy opracowane w jednej elektrowni są udostępniane innym elektrowniom. Pomaga to bardzo w podnoszeniu niezawodności i obniżaniu dawek radiacyjnych. Wielkości dawek kolektywnych przedstawione na rys. 15.1 i dawek indywidualnych cytowane powyżej można porównać z dawkami granicznymi ustalanymi przez urzędy dozoru jądrowego. Według przepisów w wielu krajach UE, indywidualne dawki graniczne ustalone są zgodnie z zaleceniami ICRP na 20 mSv/rok, a dawki kolektywne na 4 os-Sv/blok/rok. Jak podkreśla rząd francuski w swym raporcie na Konwencję o Bezpieczeństwie Jądrowym, te dawki indywidualne ustalono z dużym marginesem bezpieczeństwa w stosunku do dawek, przy których obserwuje się ujemne skutki zdrowotne promieniowania tj. 100-200 mSv 10 . Jednocześnie we wszystkich krajach kładzie się nacisk na maksymalną redukcję dawek zgodnie z zasadą ALARA. Np. w Słowenii planowanie prac pod kątem maksymalnej redukcji dawek w granicach rozsądku (ALARA) wymagane jest dla wszystkich prac, przy których maksymalna dawka indywidualna przekracza 5 mSv, lub dawka kolektywna jest większa niż 0,01 os-Sv. Stosowanie zasady ALARA kontrolowane jest przez komitet ALARA, powoływany na najwyższym szczeblu zarządzania elektrownią 11 . Z każdym rokiem do reaktorów wprowadza się kolejne ulepszenia, a dawki promieniowania otrzymywane przez pracowników maleją. W Niemczech, gdzie pracują reaktory czterech typów (generacji), budowane w kolejnych fazach rozwoju energetyki jądrowej, dawki kolektywne w elektrowni jądrowej z reaktorami trzeciej generacji obniżono w 2000 r. do 0,7 os-Sv na blok rocznie, a w elektrowni jądrowej z reaktorami czwartego, najnowszego typu nawet do 0,18 os-Sv na blok rocznie! 12 . Biorąc pod uwagę, że proponowany przez konsorcjum francusko-niemieckie nowy reaktor EPR ma wszystkie zalety najnowszych reaktorów w Niemczech i we Francji, a ponadto szereg dodatkowych ulepszeń opracowanych przez najlepsze zespoły projektowe w UE, można oczekiwać, że dawki dla pracowników przyszłych polskich elektrowni jądrowych będą naprawdę bardzo małe. Analizy radiologiczne przeprowadzone dla budowanej obecnie elektrowni w Olkiluoto (Finlandia) z reaktorem EPR potwierdzają te oczekiwania.

8

THE UNITED STATES OF AMERICA Third National Report for the Convention on Nuclear Safety US NRC Sept. 2004, NUREG-1650 9 NETHERLANDS Convention on Nuclear Safety, National Report of the Kingdom of Netherlands, The Hague, Sept. 2004 10 FRANCE 3rd French National Report on Implementation of the obligations of the Convention on Nuclear Safety issued for the 2005 Peer Review Meeting, July 2004 11 SLOVAK REPUBLIC National report compiled in terms of the Convention on Nuclear Safety, Sept. 2004 12 GERMANY Environmental Policy, Convention on Nuclear Safety, Report by the Government of the Federal Republic of Germany. BMU Sept. 2004

4

15.3 Uwolnienia radioaktywne poza obszar elektrowni jądrowej Według zasad przyjętych przez Komisję Energii Atomowej USA w połowie XX wieku, a więc na samym początku rozwoju energetyki jądrowej, żadna osoba nie może być narażona na znaczące dodatkowe zagrożenie wskutek pracy elektrowni jądrowej, a społeczne ryzyko wynikające z pracy elektrowni jądrowej powinno być porównywalne z ryzykiem powodowanym przez inne formy wytwarzania energii i nie może powodować znaczącego zwiększenia całkowitego zagrożenia społecznego. Dla osiągnięcia tego celu ustalono, że dawki wokoło elektrowni jądrowej należy ograniczyć tak, by powodowane przez nie średnie ryzyko zachorowania na raka wśród populacji mieszkającej w promieniu 16 km nie przekraczało 0,1% sumy zachorowań na raka wynikających ze wszystkich innych przyczyn 13 . W owym czasie średnia umieralność na raka wynosiła w USA około 0,002 na rok, tak że określona liczbowo wartość zagrożenia dopuszczalnego ze strony elektrowni jądrowych dla krytycznej grupy ludności 14 wynosiła średnio 2·10-6 na osobę na rok. Od tej pory wydzielenia produktów rozszczepienia z reaktorów jądrowych do otoczenia elektrowni stale malały. Na rys. 15.2 pokazano spadek wydzieleń jodu, gazów szlachetnych i pyłów radioaktywnych do atmosfery z elektrowni jądrowych z reaktorami PWR.

600

20

Redukcja em isji z reaktorów PWR w g [UNSCEAR 2000]

530

18

500

16 430

< Gazy szlachetne TBq/GWe.a 14

> Jod 131 GBq/GWe.a

400

12

> Pyły radioaktyw ne GBq/GWe.a 300

10 220

8

200

6 4

81

100

27

2 13 0

0 1970-1974

1975-1979

1980-1984

1985-1989

1990-1994

1995-1997

.

Rys. 15.2 Redukcja emisji z reaktorów PWR 15 ·. Warto tu dodać, że nie wszystkie produkty rozszczepienia są równie groźne. Do najgroźniejszych należą pyły radioaktywne (takie jak cez czy stront), które dostają się do organizmu człowieka i pozostają w nim długo, bo ich okres zaniku jest długi. Mniej groźny jest jod, który wprawdzie osadza się w tarczycy, ale stosunkowo szybko zanika (okres połowicznego zaniku izotopu 131I to 8 dni, a dla innych izotopów jodu mniej). Badania wielu osób, które napromieniowywano jodem w celach diagnostycznych lub leczniczych, nie wykazały żadnego

13

US NUCLEAR REGULATORY COMMISSION, US NRC Policy Statement on Nuclear Power Plant Safety Goals, Atomic Energy Clearing House, 32(26); (23 June 1986). 14 Krytyczna grupa ludności – grupa najbardziej zagrożona, np. w przypadku ludności wokoło elektrowni jądrowej jest to zwykle grupa niemowląt, lub dzieci w wieku 2-7 lat, zamieszkałych nieopodal elektrowni. 15 UNSCEAR Report 2000: Sources and Effects of Ionizing Radiation.

5

wzrostu zachorowań na raka 16 . Tym niemniej jod jako pierwiastek o znacznej lotności jest typowym zagrożeniem, z którym walczy się przy obniżaniu dawek w elektrowniach jądrowych.

Względne niebezpieczeństwo raka, znormalizowane do jedności dla cezu

Najmniej groźne są wydzielenia gazów szlachetnych, które wprawdzie emitują promieniowanie gamma i beta, ale ulatniają się do otoczenia i nie pozostają w organizmie człowieka. Porównanie zagrożenia chorobą nowotworową powodowane przez wydzielenie równych wielkości aktywności (mierzonej w liczbie rozpadów promieniotwórczych na sekundę, tj. Bq) gazów szlachetnych (krypton Kr, ksenon Xe), jodu (J) i cezu (Cs) pokazano na rys. 15.3. Zagrożenie ze strony cezu jest największe, bo ma on okres połowicznego zaniku 30 lat, a więc pozostaje w otoczeniu człowieka długo po kompletnym zniknięciu jodu i gazów szlachetnych. Jak widać jod jest mniej groźny, a gazy szlachetne powodują znikomo małe zagrożenie. Zagrożenie względne przy wydzieleniu takch samych aktywności różnych produktów rozszczepienia

1

1 0.8 0.6 0.4 0.2

0.1 1.00E-04

1.00E-03

Xe

Kr

0 I

Cs

Rys. 15.3 Względne zagrożenie zachorowaniem na raka powodowane wydzieleniem pewnej aktywności produktów rozszczepienia, znormalizowane do jedności dla cezu 17

Teraz, gdy zdajemy sobie sprawę z wielkości względnych zagrożeń, popatrzmy jeszcze raz na rys. 15.2. Jak widać, wysiłki energetyki jądrowej szły głównie w kierunku redukcji emisji cezu, jodu i innych pyłów radioaktywnych, i przyniosły dobre rezultaty. Średnie uwolnienia z EJ z reaktorami PWR w krajach UE w 2003 roku mierzone na wyprodukowanej jednostkę energii elektrycznej wyniosły 18 dla gazów szlachetnych 4,9 GBq/GWh, a dla jodu i aerozoli odpowiednio 0,000025 i 0,000042 GBq/GWh, a więc były ponad sto tysięcy razy mniejsze. Najgroźniejsze izotopy są najskuteczniej zatrzymywane. Najbardziej reprezentatywne dla rozwoju energetyki jądrowej w Europie są elektrownie francuskie 19 . Ich łączna moc wynosi 62,8 GWe, a więc jest około dwukrotnie większa od całej mocy wszystkich elektrowni w Polsce. Średnie uwolnienia jodu i aerozoli z elektrowni francuskich wynosiły w 2000 r. około 0,4% dopuszczalnych uwolnień w skali rocznej. Wydzielenia ciekłych odpadów radioaktywnych wynosiły około 0,5% wielkości 16

A. Strupczewski, Oddziaływanie małych dawek promieniowania na zdrowie człowieka, Biuletyn Miesięczny PSE, czerwiec 2005, 10-25 17 Insights into the control of the release of iodine, strontium and other fission products in the containment by severe accident management, NEA/CSNI/R(2000)9 18 SPAIN, Convention on Nuclear Safety, Third National Report, September 2004 19 FRANCE 3rd French National Report on Implementation of the obligations of the Convention on Nuclear Safety issued for the 2005 Peer Review Meeting, July 2004

6

dopuszczalnych. Im nowsze reaktory, tym wydzielenia są mniejsze. I tak np. elektrownie w Chooz i Civaux wyposażone w reaktory najnowszej generacji o łącznej mocy 4 x 1450 MWe emitują w sumie poniżej 4 TBq gazów szlachetnych i trytu, a poniżej 0,4 GBq izotopów jodu i pyłów radioaktywnych razem. Z rysunku 15.2 widać, że na przełomie stulecia średnie na świecie uwolnienia gazów szlachetnych wynosiły 13 TBq/GWe-rok. Wymienione powyżej elektrownie francuskie osiągnęły wskaźnik niższy od 1 TBq/GWe-rok dla gazów szlachetnych i trytu razem, a poniżej 0,1 GBq/GWE-rok dla jodu i pyłów radioaktywnych razem! Wielkości tych nie można jednak pokazać na rys. 15.2, gdyż pokrywają się z osią poziomą. Biorąc pod uwagę ulepszone możliwości techniczne elektrowni jądrowych, urząd dozoru jądrowego Francji ustalił dla ostatnio zbudowanych elektrowni jądrowych z reaktorami 1450 MWe limity 10 razy niższe niż dla poprzednich bloków 1300 MWe. Podczas gdy dawne limity dla elektrowni z dwoma reaktorami o mocy 1300 MWe wynosiły 110 GBq dla jodu i aerosoli łącznie, a 3300 TBq dla gazów szlachetnych łącznie z trytem i C-14, dla nowych elektrowni jądrowych w Chooz i Civaux limity te wynoszą odpowiednio 11 GBq i 330 TBq, chociaż moc tych elektrowni jest zwiększona. Co więcej, wobec tego że EJ emitowały tylko ułamki procenta wielkości granicznych, Francja podjęła akcję ogólnej redukcji dozwolonych limitów emisji. Bloki uzyskujące przedłużenie licencji po 1995 roku mają narzucone limity niższe niż obowiązujące poprzednio. Przykładowe wielkości emisji dozwolonych dla EJ 2 x 1300 MWe wg starych i obecnych przepisów pokazane są w Tabeli 15.1.

Tab. 15.1 Emisje dozwolone i rzeczywiste w elektrowniach jądrowych we Francji, pracujących na podstawie zezwoleń pierwotnych (stare limity) i obecnych, odnowionych na bazie nowych przepisów (nowe limity) Elektrownia jądrowa Gazy szlachetne, TBq/rok Tryt, TBq/rok Węgiel C-14, TBq/rok Jod, GBq/rok Aerosole, GBq/rok

Golfech, 2x1300 MWe (stare limity) Limit Rzeczywiste emisje 1650 2,74 1) 1) 1) 1) 55 0,083 2) 2)

Flamanville, 2x1300 MWe (nowe limity) Limit Rzeczywiste emisje 45 0,90 5 2,03 1,4 0,416 0,8 0,108 0,8 0,0049

1) Wielkości te były włączone w pozycję „Gazy szlachetne” 2) Wielkości te były włączone w pozycję „Jod i aerosole”

Jak widać, nowe limity są około 30 razy niższe od obowiązujących dawniej. Dawne limity były zupełnie wystarczające z punktu widzenia zdrowia ludzi, lecz rząd francuski podkreśla, że wskutek rozwoju technicznych możliwości elektrowni dawne ograniczenia przestały mieć sens, bo w rzeczywistości uwolnienia były nieporównywalnie mniejsze. Dlatego wprowadzono nowe limity, od 2 do 40 razy mniejsze w zależności od izotopu i elektrowni. W innych krajach emisje są również systematycznie redukowane.

7

15.4 Dawki wokoło elektrowni jądrowych – dopuszczalne i rzeczywiste. Wielkość rekomendowanej dawki dopuszczalnej dla ludności, powodowanej przez instalacje jądrowe, wynosi - zgodnie z zaleceniem Międzynarodowej Komisji Ochrony Przed Promieniowaniem (ICRP) - 1 mSv/rok. Wielkość tę przyjęto jako obowiązującą w krajach Unii Europejskiej. Dodatkowo w niektórych krajach urzędy dozoru jądrowego wprowadzają ograniczenia mające zapewnić, że w stosunku do zaleceń ICRP będzie zachowany margines bezpieczeństwa w przypadku jednoczesnej pracy kilku elektrowni jądrowych lub innych dużych źródeł promieniowania (poza napromieniowaniem związanym z medycyną). W Niemczech dla promieniowania z EJ ustalono limit równy 0,3 mSv/rok. W Finlandii urząd dozoru jądrowego określił emisje dopuszczalne z elektrowni tak, by dodatkowa dawka roczna powodowana przez EJ nie przekraczała 0,1 mSv. We Francji natomiast obowiązuje dawka 1 mSv/rok, chociaż limity uwolnień odpowiadają dawkom o wiele mniejszym. W metodyce określania emisji dopuszczalnych urzędy dozoru przyjmują założenia niekorzystne, tak by w rzeczywistości dawki były mniejsze od dozwolonych. Granice uwolnień ustalane są przez dozór jądrowy w wiodących krajach UE w taki sposób, by dawki roczne od uwolnień gazowych i ciekłych nie przekraczały wielkości podanych w Tabeli 15.2. Ponadto elektrownie starają się utrzymać emisje na poziomie jak najmniejszym zgodnie z zasadą ALARA. W efekcie rzeczywiste dawki wokoło EJ są znacznie mniejsze od dozwolonych. Tab. 15.2 Efektywne dawki graniczne do określenia dopuszczalnych uwolnień z EJ Dawka od uwolnień gazowych Dawka od uwolnień ciekłych Źródło [μSv/rok] [μSv/rok] Na dowolny Na całe ciało Na dowolny Na całe ciało narząd narząd Belgia 50 150 30 100 2 Czechy 200 50 15 Finlandia 100 od promieniowania zewnętrznego i wchłaniania substancji 16 promieniotwórczych łącznie Francja 1000 od promieniowania zewnętrznego i wchłaniania substancji 6 promieniotwórczych łącznie Niemcy 300 1800 300 1800 8 Słowenia 50 od wszystkich uwolnień radioaktywnych + 200 od 7 promieniowania zewnętrznego z urządzeń elektrowni jądrowej Hiszpania 100 łącznie od wszystkich emisji z elektrowni jądrowych 14 Szwajcaria 300 od elektrowni jądrowych, w tym 100 z promieniowania 3 bezpośredniego i 200 od emisji W. Brytania 300 od jednego bloku, 500 od elektrowni jądrowej z wieloma 17 blokami i 1000 od wszystkich źródeł łącznie z promieniowaniem dawnych emisji, ale poza medycyną. USA 50 150 30 100 4 Kraj

* Ponadto w USA obowiązuje zasada, że należy zmniejszać dawki dla ludności, gdy koszt potrzebnych do tego środków jest mniejszy niż 100 000 $/os-Sv 20 .

20

THE UNITED STATES OF AMERICA Third National Report for the Convention on Nuclear Safety US NRC Sept. 2004, NUREG-1650

8

We francuskiej elektrowni jądrowej Flammanville z dwoma reaktorami typu PWR o mocy 900 MWe moc dawki powodowanej przez wszystkie emisje z EJ wynosi typowo 0,0003 mSv/rok. Powołany przez rząd francuski Komitet Souleau stwierdził, że maksymalne dawki odpowiadające dozwolonym limitom wyniosłyby 0,3 mSv/rok, podczas gdy rzeczywiste dawki poza terenem elektrowni wyniosły średnio 0,01 mSv, a więc 30 razy mniej niż dawki graniczne, a 200 razy mniej niż tło promieniowania naturalnego 21 . W USA uwolnienia średnie ze wszystkich elektrowni jądrowych są także dużo niższe niż wartości dopuszczalne. Nigdy nie wykryto żadnych ujemnych skutków zdrowotnych powodowanych przez te niskie uwolnienia, i nie oczekuje się by kiedykolwiek takie skutki wystąpiły. Wbrew twierdzeniom publicystów antynuklearnych, przeprowadzone na ogromną skalę (obejmującą 500 000 osób) studium amerykańskiego Instytutu Chorób Nowotworowych potwierdziło, że nie ma żadnych oznak wzrostu zachorowań na raka w sąsiedztwie instalacji jądrowych w USA 22 . W Szwajcarii dawki wokoło elektrowni jądrowych wahają się od 0,01 do 0,001 mSv rocznie. Elektrownia jądrowa w Gosgen przez 14 lat powodowała dawki dla najbardziej narażonej grupy ludności leżące poniżej 0,001 mSv/rok. Dla pokazania pełnego obrazu warto dodać, że w jednej z elektrowni szwajcarskich, mianowicie w Muehlebergu, zdarzyła się jednak awaria w systemie przerobu suchych żywic zatrzymujących materiały radioaktywne i doszło do znaczącego wydzielenia długożyciowych produktów radioaktywnych poza elektrownię. Było to w 1987 r., a od tej pory elektrownia pracuje dobrze i poziom promieniowania stale maleje. Ale, żeby dopowiedzieć sprawę do końca –w sąsiedztwie elektrowni w chwili owej awarii natężenie awaryjne w szczycie wyniosło 0,1 mSv/rok, a więc było 20 razy mniejsze (!) od normalnego poziomu tła promieniowania. A przy tym EJ Muehleblerg to elektrownia bardzo stara. W nowszych elektrowniach stałe dążenie do redukcji emisji substancji radioaktywnych doprowadziło do stanu, gdzie dawki od elektrowni jądrowych są mniejsze nie tylko od tła naturalnego, które waha się od 2 do 10 mSv/rok, ale i od zaleceń Międzynarodowej Komisji Ochrony Radiologicznej MKOR (1 mSv/rok), Unii Europejskiej i od wymagań urzędów dozoru jądrowego. Wymagania te są różne, na rys 15.4 pokazano poziom wymagany w Niemczech (0,3 mSv/rok). Dawka rzeczywista dla krytycznej grupy ludności wokoło elektrowni jądrowej Ringhals (Szwecja) wynosi 0,03 mSv/rok. Dawki wokoło innych elektrowni jądrowych w Szwecji są jeszcze mniejsze. We Francji dawki dla krytycznej grupy ludności wokoło elektrowni wynoszą około 0,01 mSv/rok. Średnia moc dawki dla ludności Francji, gdzie przecież energia jądrowa dostarcza 80% potrzebnej krajowi energii elektrycznej, wynosi 0,001 mSv/rok, a więc jest pomijalnie mała według wszelkich ocen, czy to formułowanych przez Francuską Akademię Medyczną, czy przez ICRP lub UNSCEAR. W Finlandii 23 dawki dopuszczalne dla ludności powodowane pracą elektrowni jądrowej ustalono na 0,1 mSv/rok. Przy przyjęciu niekorzystnych założeń, dawka efektywna, którą mogła spowodować praca elektrowni jądrowej Olkiluoto z blokami 1 i 2 oceniana była na 0,044 mSv/rok. W ciągu ostatnich kilku lat dawka obliczona na podstawie rzeczywistych 21

GROUPE RADIOECOLOGIE NORD CONTENTIN, Estimation des niveaux d’exposition aux rayonnements ionisants et des risques de leucemies associes de populations du Nord-Contentin, Synthese, July (1999) 22 S. Jablon, et al., Cancer in populations living near nuclear facilities, National Cancer Institute, NIH Publication No 90-874, US Dept. of Health and Human Services, (July 1990). 23 STUK Finnish Report On Nuclear Safety Convention On Nuclear Safety September 2004 STUK-B-YTO 234

9

10 9 8

Dawka roczna mSv/rok

danych dla najbardziej narażonej osoby w okolicy EJ Olkiluoto była dużo niższa, poniżej 0,0002 mSv/rok. Po oddaniu do eksploatacji nowego bloku nr 3 (reaktorem PWR o mocy 1600 MWe) dawki dopuszczalne dla ludności nie zmienią się i pozostaną na poziomie 0,1 mSv/rok.

Porównanie dawek promieniowania od EJ z tłem naturalnym i dawkami dozwolonymi

7 6 5 4 3 2 1

7.3

2.4

1

0.3

0.1

0.03

0.01

i cj

ls EJ

w

e

Fr an

in gh a

an ia

R EJ

D J W ym ag

Za le c

en ia

O R K iM U E ni a Za le

ce

EU R

0

Rys. 15.4 Porównanie dawek promieniowania od EJ z tłem naturalnym i dawkami dozwolonymi.

Przy przyjęciu niekorzystnych założeń, teoretycznie możliwa dawka roczna dla najbardziej narażonej osoby w sąsiedztwie elektrowni jądrowej, powodowana pracą Olkiluoto 3, została oceniona na 0,014 mSv/rok. W oparciu o niemieckie i francuskie doświadczenia eksploatacyjne można przyjąć z dużym marginesem bezpieczeństwa, że rzeczywiste uwolnienia będą dużo niższe od wielkości przyjętych w raporcie bezpieczeństwa. Gdy blok Olkiluoto 3 zostanie oddany do eksploatacji, roczne dawki efektywne dla wszystkich trzech bloków elektrowni jądrowej Olkiluoto pozostaną dużo niższe niż 0,058 mSv (0,014 mSv od bloku nr 3 i 0,044 mSv od dwóch istniejących bloków) – tj. będą niższe od określonej przepisami dawki granicznej 0,1 mSv rocznie. Wyniki Szwajcarów, Niemców czy Amerykanów nie są bynajmniej dla nas nieosiągalne ze względu na różnice w kulturze technicznej i uwarunkowania społeczne. W sąsiadującej z nami Słowacji w końcu lat 80-tych budowano elektrownię jądrową z dwoma reaktorami typu WWER 400, podobnymi do budowanych w Polsce reaktorów w EJ Żarnowiec. Po zmianie ustroju na Słowacji zatrzymano budowę elektrowni jądrowej Mochovce na kilka lat, ale nie porzucono jej i po wprowadzeniu szeregu ulepszeń uruchomiono jednak oba te reaktory. Reaktory te dostarczają obecnie energię elektryczną dwukrotnie taniej niż elektrownie konwencjonalne i spełniają wszystkie wymagania bezpieczeństwa obowiązujące w UE. Pomiary radiologiczne wykazały, że moce dawek w ich otoczeniu są tak małe, że nie daje się ich mierzyć. Gdy dokonano obliczeń, okazało się, że w ciągu 6 lat od chwili uruchomienia tej elektrowni roczne dawki dodatkowe powodowane przez tę elektrownię nigdy nie przekroczyły jednej milionowej siwerta (wahały się od 0,1 do 0,7 μSv) 24 . Podobnie na Węgrzech roczne dawki efektywne w odległości 3 km od elektrowni jądrowej Paks z

24

SLOVAK REPUBLIC National report compiled in terms of the Convention on Nuclear Safety, Sept. 2004

10

czterema reaktorami WWER 440 wynoszą 25 od 0,1 do 0,5 μSv. Jeśli takie wyniki mogą osiągać rok po roku Słowacy czy Węgrzy w elektrowniach z reaktorami zaprojektowanymi przed 30 laty, które odrzuciliśmy jako niedostatecznie dobre dla Polski, to chyba będziemy potrafili dorównać im mając EJ z najnowszymi reaktorami, dostarczoną przez najlepsze firmy reaktorowe w XXI wieku! W tej chwili możemy już stwierdzić, że w praktyce redukcje uwolnień radioaktywnych dyktowane przez zasadę ALARA wykraczają daleko poza wymagania urzędów dozoru jądrowego. Dzięki temu wpływ elektrowni jądrowych na poziom promieniowania i dawki w okolicy elektrowni jest tak mały, że najczęściej nie daje się go wykryć bezpośrednio i wyniki szacuje się na podstawie stosunkowo pesymistycznych założeń.

15.5 Ryzyko powodowane bliskością elektrowni jądrowej Zgodnie z Encyklopedią Energii 26 z 2004 roku, następujące czynności powodują wzrost ryzyka równy prawdopodobieństwu zgonu 1 na milion w ciągu 1 roku (jednego mikroryzyka): • Wypalenie 1,4 papierosa • Jazda 16 km na rowerze • Zjedzenie 40 łyżek stołowych masła z orzeszków ziemnych • Wypicie 30 puszek dietetycznego napoju gazowanego zawierającego sacharynę • Mieszkanie przez 50 lat w odległości 8 km od reaktora jądrowego. Porównania te mogą budzić sprzeciwy, bo masło z orzeszków ziemnych nie ma nic wspólnego z energetyką (a zagrożenie powoduje zawarta w orzeszkach ziemnych aflatoksyna). Właściwsze zapewne będą porównania z innymi gałęziami energetyki. Porównania te przedstawimy w innym miejscu, po omówieniu problemu ciężkich awarii w elektrowni jądrowej, który budzi żywe emocje, szczególnie od czasu awarii w Czarnobylu. W porównaniu z poziomem promieniowania naturalnego, włączając średnie narażenie z procedur medycznych, omówione w rozdziale 13., dodatkowa moc dawki poniżej 0,001 mSv/ rok pochodząca z energetyki jądrowej, jest niezauważalnie małym przyrostem na tle wahań promieniowania tła naturalnego. Osiągnięcie tak niskich uwolnień zawdzięczamy barierom bezpieczeństwa omówionym szczegółowo w rozdziałach VII i VIII. Dzięki czterem barierom bezpieczeństwa (patrz rozdz. VIII) produkty rozszczepienia są niemal całkowicie zatrzymane w granicach elektrowni. Tabela 15.3 pokazuje przykład skuteczności systemu barier ochronnych elektrowni jądrowej w odniesieniu do dwóch ważnych z punktu widzenia bezpieczeństwa izotopów promieniotwórczych - jodu i strontu. Aktywność tych izotopów w paliwie przyjęto umownie jako jedność, i podano frakcje, jakie wydostają się poza obręb kolejnych barier. Jak widać, dzienne wydzielenia do atmosfery to aktywności setki miliardów razy mniejsze od aktywności w rdzeniu reaktora. Tak więc, mówiąc o redukcji wydzieleń „praktycznie biorąc do zera” nie popełniamy błędu. Wydzielenia gazów szlachetnych powstających wskutek rozszczepienia, takich jak ksenon i krypton, są większe, ale ich wpływ na zdrowie człowieka jest niewielki, bo nie zatrzymują się w organizmie człowieka tak jak jod czy stront. Tym niemniej, system barier zatrzymuje 25 26

REPUBLIC OF HUNGARY, National Report, Convention on Nuclear Safety, Third Report, 2004 INHABER H.: Risk Analysis Applied to Energy Systems, Encyclopedia of Energy, Volume 5. Elsevier, 2004.

11

skutecznie także i te gazy, a fakt, że system składa się z czterech kolejnych barier zabezpiecza przed nadmiernymi uwolnieniami nawet wtedy, gdy jedna z barier ulegnie uszkodzeniu. Tab. 15.3 Rozkład względny izotopów promieniotwórczych w elektrowni jądrowej z reaktorem WWER 440/213 np. w EJ Mochovce. Izotop

W paliwie

W szczelinie pod koszulką

W obiegu pierwotnym

We wnętrzu obudowy bezpieczeństwa

J-131 Sr-89

1 1

10-2 10-3

10-5. 10-7

10-8 10-10

W atmosferze, uwolnienia dziennie 10-11 10-15

Warto dodać, że bariery te są konstrukcjami trwałymi, i ani materiał pastylek paliwowych, ani koszulki cyrkonowe, ani rurociągi obiegu pierwotnego nie mogą być „wyłączone” z systemu barier, tak jak podejrzewają przeciwnicy elektrowni jądrowych, przekonani że inżynierowie jądrowi w dążeniu do brudnych zysków gotowi są do wyłączania zabezpieczeń i skażania środowiska. Ostatnia bariera, ponad metrowej grubości żelazo-betonowa obudowa bezpieczeństwa też nie może zniknąć. Wokoło elektrowni jądrowej utrzymywana jest sieć placówek pomiarowych, rejestrujących w sposób ciągły wydzielania i poziomy aktywności powietrza i wody i wykrywających wszelkie odchylenia. Wyniki tych pomiarów są kontrolowane i dostępne dla wszystkich zainteresowanych.

Rys. 15.5 Elektrownia jądrowa Loviisa w zimie. Czystość otoczenia tej elektrowni mówi sama za siebie.

Poza kontrolą rządową i nadzorem ONZ wydzielenia z elektrowni jądrowych są obserwowane przez organizacje antynuklearne, które wykorzystują każdą okazję by wzbudzać protesty publiczne przeciw pracy tych elektrowni. Szereg komisji i komitetów obywatelskich walczących przeciw elektrowniom jądrowym otrzymuje finansowanie z funduszy rządowych, a każdy obywatel ma prawo wglądu w wyniki pomiarów i obliczeń. Ta jawność w zakresie ochrony radiologicznej jest cechą szczególnie cenną, zapewniającą społeczeństwu możliwość nadzoru i wywierania wpływu na działania przedsiębiorstw energetyki jądrowej. Energetyka jądrowa pokazała, że taka jawność jest możliwa i że jest ona korzystna dla obu stron. Jak dotąd, żadna inna gałąź przemysłu nie osiągnęła takiego poziomu jawności i systematycznej kontroli wywieranego przez nią wpływu na środowisko. Efekty są widoczne – czyste niebo nad elektrowniami jądrowymi (rys. 9.28, tu powtórzony jako rys. 15.5) pozostaje osiągnięciem, do którego mogą tylko dążyć inne gałęzie przemysłu.

12

ROZDZIAŁ XVI. CIĘŻKIE AWARIE REAKTORÓW JĄDROWYCH I WSPÓŁCZESNA OBRONA PRZED NIMI 16.1 Wstęp Z całości naszego dotychczasowego wykładu wynika, że konstrukcje reaktorów są maksymalnie bezpieczne, a w zasadzie jedynymi reaktorami, które miały w sobie wbudowane niebezpieczeństwo były reaktory typu RBMK, obecnie niemal w całości wycofane z użytkowania na terenie byłego Związku Radzieckiego. Nie oznacza to jednak, że w historii energetyki jądrowej nie wydarzyły się poważne awarie. Było ich bardzo niewiele, a każda z nich dawała kolejną lekcję konstruktorom i obsłudze reaktorów. W niniejszym rozdziale chcemy przedstawić cztery najpoważniejsze awarie jakie miały miejsce w historii energetyki jądrowej. Była to awaria około Harrisburga w stanie Pensylwania w USA w elektrowni Three Miles Island, w Czarnobylu (Ukraina), a także pożar w wojskowej elektrowni jądrowej Brown’s Ferry. Ostatnia poważniejsza awaria nastąpiła podczas przepalania paliwa podczas jego oczyszczania poza reaktorem w 2004 r. w elektrowni jądrowej w Paksz na Węgrzech. Przypomnijmy, że podstawowymi elementami bezpieczeństwa reaktora są: • ujemna wartość współczynnika termicznego, tj. ujemne sprzężenie zwrotne powodujące, że wzrostowi temperatury rdzenia towarzyszy zmniejszanie reaktywności reaktora; • istnienie prętów bezpieczeństwa wpuszczanych automatycznie w głąb rdzenia w sytuacji nadmiernego jego grzania; • utrzymanie dobrego chłodzenia rdzenia aż dop całkowitego wychłodzenia reaktora • istnienie systemu barier z obudową bezpieczeństwa i systemu obrony w głąb uniemożliwiającego wydostawanie się produktów rozszczepienia poza budynek reaktora nawet w wypadku awarii. Jak mówiliśmy w rozdziale VIII, bezpieczeństwo reaktora powierza się układom pasywnym, działającym w oparciu o naturalne procesy fizyczne, czego przykładem może być umieszczenie zbiornika zapasowej wody chłodzącej powyżej zbiornika reaktora, automatyczne systemy wykrywające i usuwające powstający wodór itp. Układy bezpieczeństwa są zwielokrotniane i zróżnicowane, aby uniemożliwić ich wspólną awarię z jednej przyczyny. Ten wzgląd każe ostrożnie patrzeć na możliwość powierzenia bezpieczeństwa reaktora systemowi komputerowemu, gdyż zaawansowany system komputerowy może zawierać trudno zauważalny błąd, który w odpowiednich warunkach spowoduje awarię instalacji. Normy bezpieczeństwa jądrowego w różnych krajach są różne. Wymagania opracowane przez Europejskie Towarzystwa Energetyczne (European Utility Requirements) i zatwierdzone jako wystarczające przez Urzędu Dozoru Jądrowego w krajach Unii Europejskiej przewidują, że w wypadku maksymalnej awarii projektowej (a więc takiej, którą można opanować środkami bezpieczeństwa przewidzianymi przez konstruktora) strefa zagrożeń obejmować ma nie więcej niż 800 m wokół reaktora. Częstość takiej awarii dla obecnie projektowanych reaktorów winna być mniejsza niż raz na 100 000 lat, a njlepsze obecne projekty zapewniają, że będzie ona rzędu raz na 10 milionów lat. Oczywiście w rozwoju na świecie energetyki jądrowej zdarzały się i zdarzają się drobne awarie polegające np. na pojawieniu się wycieków cieczy promieniotwórczej. Tego typu 1

awarie są z reguły szybko usuwane przez obsługę i nie zagrażają środowisku naturalnemu, w tym samej obsłudze. Wszystkie awarie są starannie analizowane, by znaleźć ich przyczyny pierwotne i wyeliminować możliwość ich ponownego wystąpienia. Dzięki temu eksploatacja reaktorów staje się bezpieczniejsza, a projekty doskonalsze. Bada się przy tym nie tylko awarie, ale i wydarzenia mogące prowadzić do awarii, nawet jeśli niebezpieczeństwo wykryto w porę i układy reaktora lub operatorzy opanowali sytuację bez uszkodzeń obiektu i wydzielenia radioaktywności. Informacje o takich wydarzeniach, zwanych „zwiastunami awarii” (w ang. – precursors), przekazuje się do Międzynarodowej Agencji Energii Atomowej wraz z analizami ich przyczyn. Poważniejszymi awariami była wczesna awaria reaktora Windscale w 1957 roku związana z tzw. efektem Wignera. Awaria ta spowodowała wyemitowanie pewnych ilości materiałów promieniotwórczych do atmosfery. W tym samym roku w instalacji wojskowej w Kisztymie na Południowym Uralu nastąpiła awaria zbiornika na wypalone paliwo, zawierającego sporo wysokoaktywnych odpadów promieniotwórczych. Wówczas emisja materiałów promieniotwórczych do atmosfery, która objęła obszar o długości około 80 km i szerokości ok. 8 km, wyniosła 7,4·1016 Bq. Mimo poważnej aktywności uwolnionej do atmosfery nie zanotowano nie tylko przypadków śmiertelnych, ale także negatywnych skutków zdrowotnych wśród potencjalnie narażonej ludności. Pożar reaktora w elektrowni Brown’s Ferry spowodował rozległe uszkodzenia kabli i roczny przestój reaktora, a awaria w Three Miles Island (TMI) spowodowała zniszczenie reaktora. Żadna z nich jednak nie spowodowała poważniejszych skutków zdrowotnych ani wśród obsługi na zewnątrz elektrowni. Niewątpliwie najpoważniejsza awaria zdarzyła się w 1986 r. w Czarnobylu. Natomiast poważna awaria z daleko idącymi skutkami radiologicznymi i zdrowotnymi zdarzyła się w 1986 roku w Czarnobylu. Awarie w TMI i Czarnobylu bardzo poważnie nadwyrężyły zaufanie społeczeństw do energetyki jądrowej, choć te psychologiczne skutki zostały zwielokrotnione przez lata negatywnej kampanii antynuklearnej i powszechnemu wyznawaniu naukowo nie uzasadnionej zasady liniowej bezprogowej (LNT).

Rys. 16.1 Międzynarodowa Skala Zdarzeń Jądrowych INES W celu ujednolicenia kwalifikowania wszystkich sytuacji awaryjnych w obiektach jądrowych na całym świecie, wprowadzono Międzynarodową Skalę Zdarzeń Jądrowych INES (od ang. International Nuclear Events Scale) określającą stopień zagrożenia przy awarii lub wydarzeniu odbiegającym od normalnych warunków pracy. Skalę tę przedstawia rys. 16.1, a

2

szczegółowe kryteria zaliczenia zdarzenia do określonej kategorii opisane są w Uzupełnieniu do niniejszego rozdziału. W tabeli tej podane są także przykłady zaistniałych zdarzeń. Przyjęta struktura poziomów skali INES przedstawia się następująco: 1. anomalia, naruszająca zatwierdzone warunki eksploatacji 2. incydent, znaczne skażenie, nadmierne narażenie pracowników 3. poważny incydent, narażenie ludności na napromienienie dawką graniczną, poważne skażenie, ostre skutki napromienienia u pracownika(ów) 4. awaria bez znacznego zagrożenia poza obiektem, narażenie ludności na napromienienie dawką graniczną – przykładem awaria w wojskowym zakładzie przerobu paliwa w Windscale, Wielka Brytania, w roku 1973 - znaczne uszkodzenie rdzenia reaktora, narażenie pracownika(ów) na napromienienie dawką śmiertelną – przykładem awaria doświadczalnego zestawu krytycznego w Buenos Aires (Argentyna) w 1983 r. 5. awaria z zagrożeniem poza obiektem, możliwa konieczność częściowego wprowadzenia planowanych przeciwdziałań, poważne uszkodzenie reaktora – przykładem awaria reaktora wojskowego Windscale (Wielka Brytania) oraz awaria reaktora wojskowego w TMI (USA) w r. 1957 6. poważna awaria, znaczne uwolnienie materiałów promieniotwórczych do atmosfery, możliwa konieczność pełnego wprowadzenia planowanych przeciwdziałań – przykładem awaria zbiornika w wojskowym zakładzie przerobu paliwa w Kysztymie (na Południowym Uralu) w r. 1957 7. wielka awaria, wielkie uwolnienie substancji promieniotwórczych, rozległe skutki zdrowotne i środowiskowe – przykładem awaria w Czarnobylu (Ukraina) w r. 1986 W elektrowniach jądrowych z reaktorami projektowanymi zgodnie z zasadami bezpieczeństwa obowiązującymi w krajach OECD wystąpiła tylko jedna awaria stopnia 5, tj. awaria w TMI w USA, która nie spowodowała żadnych skutków zdrowotnych ani w elektrowni, ani poza jej obszarem. Inne awarie w elektrowniach jądrowych były stopnia 4 lub niższego.

16.2 Awaria w Windscale W Windscale (Wielka Brytania) działały od 1951 r. dwa reaktory (w tych latach mówiono na nie stosy) wojskowe o mocy 180 MWt, moderatorze grafitowym i chłodzeniu powietrzem, nastawione na produkcję plutonu militarnego (ok. 30 kg rocznie). Paliwem był naturalny uran w koszulkach ze stopu litu z aluminium. Sam wypadek zdarzył się 8 października 1957 r., kiedy to w wyniku błędu ludzkiego popełnionego podczas wyżarzania grafitu1 sam grafit zapalił się2. Błąd polegał na tym, że w procesie wyżarzania miast trzymania prętów 1

Podczas pracy w reaktorze uszkodzenia radiacyjne w graficie powodują zmiany strukturalne, polegające na tworzeniu się licznych dyslokacji) i puchnięcie grafitu (tzw. efekt Wignera). Tego rodzaju deformacje sieci krystalicznej oznaczają kumulację w niej pewnej energii, tzw. energii Wignera, która może spontanicznie ulec wyzwoleniu w postaci impulsu cieplnego. Aby więc uniknąć niekontrolowanych skoków termicznych w rdzeniu reaktora, uczeni brytyjscy wpadli na prosty pomysł wyżarzania co pewien czas grafitu w temperaturze 250oC, aby ten powrócił do swej oryginalnej pierwotnej struktury. Niestety urządzenia monitorujące i sterujące w reaktorach w Windscale nie były nastawione na kontrolę tego, co dzieje się w trakcie wyżarzania, a więc i na pełną skuteczność tego procesu. 2 W normalnych warunkach chłodzenia powietrzem, jak w Windscale, zapalenie grafitu zapewne by nie nastąpiło, niemniej jednak w warunkach ekstremalnych, przy nadmiarze tlenu taka reakcja grafitu jest możliwa i tak się właśnie stało.

3

sterujących w dole, operator, który stwierdził, że wyzwalana energia Wignera zachowuje się eratycznie wyciągnął pręty sterujące do góry, aby zwiększyć temperaturę wewnątrz rdzenia. Operator nie zdawał sobie sprawy (gdyż nie było odpowiednich monitorów), że w niektórych partiach rdzenia temperatura jest już znacznie wyższa niż w tych, z których rutynowo zbierano informację o temperaturze. Wszystkie przyczyny awarii nie są do dziś dobrze znane i nie miejsce tu, aby podawać możliwe hipotezy. W każdym razie w efekcie awarii 150 kanałów paliwowych uległo rozszczelnieniu. Chłodzenie palącego się grafitu powietrzem stało się niemożliwe, gdyż dostawa powietrza tylko by zwiększała pożar. Próbowano więc chłodzenia dwutlenkiem węgla, co z kolei powodowało wydzielanie się trującego tlenku węgla (CO). Po trzech dniach użyto wreszcie do gaszenia wody, co ostatecznie pozwoliło po czterech dniach stłumić pożar, choć w zamyśle było czynnością bardzo ryzykowną: stopiony metal w kontakcie z wodą utlenia się zabierając z wody tlen, a uwalniając wodór, który w kontakcie z powietrzem mógł eksplodować i rozerwać obudowę bezpieczeństwa. W wyniku awarii uwolniła się do atmosfery stosunkowo duża aktywność, szczególnie izotopu I (740 TBq), prowadząca ostatecznie do skażenia terenu na obszarze ok. kilkuset km2. Spośród 238 osób, których poddano badaniu ze względu na wchłonięcie promieniotwórczego jodu przez tarczycę, około połowa z nich otrzymała dawkę rzędu 160 mSv na tarczycę, co jest około trzykrotnie mniejszą dawką od dopuszczalnej. 131

Oba reaktory w Windscale zostały po opisanej awarii wycofane z eksploatacji.

16.3 Pożar w Browns Ferry Pożar w elektrowni jądrowej Brown Ferry wybuchł 22 marca 1975 roku w największej wówczas elektrowni jądrowej w USA z dwoma reaktorami BWR o mocy po 1100 MWe. Trwał on przez 7 godzin, spowodował szkody szacowane na około 10 milionów USD i roczne wyłączenie z eksploatacji obu bloków elektrowni.

Rys. 16.2 Przepust kablowy przez obudowę bezpieczeństwa w elektrowni jądrowej Browns Ferry (1. Pomieszczenie kablowe, 2. Warstwa ognioodporna, 3. Masa wypełniajaca, 4. Przepływ powietrza, 5. Beton, 6. Hala reaktora, 7. Kable, 8. Obszar do wypełnienia) W chwili awarii oba bloki pracowały na pełnej mocy, a trzeci blok był w fazie budowy. Awaria została zapoczątkowana działaniem elektryka, który sprawdzał szczelność przepustów w obudowie bezpieczeństwa przy pomocy testu stosowanego wówczas standardowo przy badaniach szczelności skraplacza turbiny. W teście tym przybliżało się do badanego miejsca płonącą świecę i obserwowało zachowanie płomienia. Przepusty były wypełnione piaqnką poliuretanową tworzącą uszczelnienie między pomieszczeniem kablowym a wnętrzem obudowy bezpieczeństwa (rys. 16.2).

4

Początkowo, podczas budowy elektrowni, przepust był pokryty powłoką zabezpieczającą przed pożarem, nałożoną po obu stronach przepustu. Jednakże badany w dniu pożaru przepust utracił tę oryginalną powłokę, gdy rozszczelniono go celem przeprowadzenia dodatkowych kabli. Test szczelności przeprowadzano przed położeniem nowej powłoki ochronnej. Co więcej, piankę poliuteranową zamieniono na piankę innego rodzaju, znacznie łatwiej palną. Ciśnienie powietrza w obudowie bezpieczeństwa jest z reguły niższe niż na zewnątrz, co zapobiega możliwości wydostawania się produktów promieniotwórczych na zewnątrz reaktora. Ponieważ w sprawdzanych przewodach tuż za sterownią reaktora rzeczywiście była dziura, płomień został zassany do wnętrza otworu i zapalił gąbkę poliuteranową w otworze, a to z kolei pociągnęło za sobą zapalenie się izolacji kabli, z których niektóre stanowiły część układu bezpieczeństwa reaktora. Próby ugaszenia pożaru bez użycia wody okazały się nieskuteczne, a wody nie chciano użyć, ponieważ trzeba by ją nalać do otworu, w którym znajdowały się kable elektryczne. Gaśnice CO2 nie pomagały, bo silny prąd powietrza zasysanego do obudowy usuwał dwutlenek węgla z miejsca pożaru. W miarę rozprzestrzeniania pożaru i przepalania kolejnych kabli sterowanie chłodzeniem reaktora stawało się coraz trudniejsze i groziło odsłonięcie i przepalenie rdzenia. Ostatecznie po 16 godzinach podjęto ryzykowną decyzję użycia wody. Kierownik prac nakazał ewakuację obiektu i osobiście skierował wąż strażacki do wnętrza przepustu. Udało się: pożar ugaszono bez większych komplikacji. Niemniej jednak około 1600 kabli zostało spalonych, w tym 628 kabli należących do układu bezpieczeństwa. Na szczęście awaria nie spowodowała uwolnienia do atmosfery materiałów promieniotwórczych, ale w wyniku lekcji wyciągniętej z tej awarii wprowadzono bardzo daleko idące zmiany we wszystkich elektrowniach jądrowych na całym świecie, wymagające wielomiesięcznych przestojów i przebudowy pomieszczeń. Obecnie we wszystkich elektrowniach jądrowych prowadzi się systematyczną analizę zagrożeń pożarowych oraz wprowadza pasywne systemy zabezpieczeń przeciwpożarowych. Kable mają izolację nie podtrzymującą palenia, co nie zmienia faktu, że ich odporność na pożar jest systematycznie badana. Jeśli w jakiejś chwili stwierdzi się, że izolacja nie spełnia odpowiednich wymagań, kable wymienia się. Zespoły kabli zasilania umieszcza się w odrębnych trasach oddzielonych przegrodami lub odległością od tras kabli sterujących, a każdy z trzech lub czterech równoległych i niezależnych systemów bezpieczeństwa posiada odrębne trasy kablowe. Dzięki temu pożar w jednym ciągu kabli nie może pozbawić elektrowni zasilania i sterowania w dwóch pozostałych systemach bezpieczeństwa. Dodatkowo, ciągi kabli przepuszczane są co parę metrów prze przegrody betonowe uniemożliwiające propagowanie się ognia wzdłuż kabli. Niezależnie od tych zabezpieczeń działa rozbudowany system detekcji pożaru, układ gaszenia wodą i innymi mediami (gazem, pianą, proszkiem). System wentylacji zapewnia skuteczne usuwanie dymu, który bardzo utrudnia akcję gaśniczą. Poszczególne rejony ogniowe oddziela się przegrodami (np. drzwiami przeciwpożarowymi), wytrzymującymi pożar przez pół godziny do godziny. Poza nurtem bezpośredniej ochrony przeciwpożarowej prowadzi się ścisłą ewidencję materiałów łatwopalnych. Oczywiście wszystkie te prace i zabezpieczenia są kosztowne, jednak można powiedzieć, że między innymi dzięki tym pracom budowane dziś elektrownie jądrowe są dobrze zabezpieczone przed pożarem.

5

16.4 Three Miles Island (TMI) W elektrowni jądrowej TMI działały dwa reaktory typu PWR: TMI-1 o mocy 800 MWe i TMI-2 o mocy 900 MWe. Awaria zdarzyła się 28 marca 1979 r. w niemal nowym reaktorze TMI-2 (reaktor TMI-1 działał od 1974 r.) i zaczęła się od drobnej niesprawności w układzie sprężonego powietrza, co spowodowało zamknięcie wody zasilającej we wtórnym obiegu, a w ślad za tym przerwanie dostawy wody do wytwornicy pary i niewielki wzrost temperatury w obiegu pierwotnym. Cała, stosunkowo niewielka ilość wody znajdująca się w obiegu wtórnym została w ciągu kilku minut zamieniona w parę, gdyż reaktor pracował na pełnej mocy. Pompy awaryjnego zasilania, które rozpoczęły działanie, jednakże woda nie mogła przepłynąć z tych pomp do wytwornicy pary, ponieważ po świeżo przeprowadzonym przeglądzie remontowym przez pomyłkę zostawiono w układzie kilka zaworów zamkniętych. Reaktor przez cały czas grzał wodę w obiegu pierwotnym, ciepło to jednak nie mogło być odebrane, gdyż po stronie wtórnego obiegu nie było wody. Spowodowało to grzanie wody obiegu pierwotnego i wzrost ciśnienia w tym obiegu. W ciągu około jednej sekundy reaktor został wyłączony przez system automatycznego sterowania. W tym momencie zawór bezpieczeństwa znajdujący się nad stabilizatorem ciśnienia otworzył się zgodnie z przewidywaniem, lecz po upływie 10 sekund powinien się zamknąć, co się nie stało, a czego nie zauważono. W rezultacie, oprócz pary, która po skropleniu przedostaje się do zbiornika zrzutowego, do którego zaczęła przez zawór wyciekać znaczna porcja wody z obiegu pierwotnego, ciśnienie w zbiorniku podwyższyło się tak, że ścianka zbiornika pękła i woda zaczęła wypływać wraz z parą na zewnątrz. Jednocześnie ilość wody dostarczanej do wytwornicy pary znakomicie się zmniejszyła. Wskaźnik ciśnienia natomiast pokazywał dużą wartość. Obsługa miała powody, aby uważać, że zawór się zamknął, gdyż przyrządy wykazywały, iż sygnał zamknięcia został do zaworu wysłany. Niestety, w układzie brakło przyrządu kontrolującego zamknięcie zaworu. W tej sytuacji nie można było odbierać ciepła z reaktora po stronie obiegu wtórnego, gdyż w wytwornicach pary nie było wody. Reaktor został pozbawiony możliwości odbioru ciepła powyłączeniowego, w wyniku czego rdzeń reaktora uległ całkowitemu zniszczeniu: około 1/3 rdzenia stopiło się. Co gorsza, wysokociśnieniowe pompy zadziałały natychmiast i zaczęły dostarczać wodę do stabilizatora ciśnienia, podnosząc w nim poziom wody. Operatorzy reaktora ograniczyli więc dostawę wody, gdyż wskaźnik poziomu wody wskazywał, iż w układzie chłodzenia mieli zbyt wiele wody, a wiedzieli, że dla kontroli ciśnienia w stabilizatorze nie powinno być za dużo wody, gdyż grozi to pęknięciem w układzie chłodzenia. Z drugiej strony, pompowanie wody i pary przez zawór spowodował drgania pomp w układzie chłodzenia. Aby więc zapobiec ich uszkodzeniu zdecydowano o wyłączeniu pomp, a więc przerwano wymuszone dostawy wody do układu. Po odparowaniu wody odsłonił się rdzeń reaktora, pręty paliwowe uległy uszkodzeniu, produkty rozszczepienia przedostały się do obiegu wodnego. W ciągu około jednej sekundy reaktor został wyłączony przez system automatycznego sterowania. W tym momencie jednak zawór bezpieczeństwa znajdujący się nad stabilizatorem ciśnienia otworzył się zgodnie z przewidywaniem, lecz niestety nie zamknął się po upływie 10 sekund. Ten efekt pozostał nie zauważony i w rezultacie oprócz pary, która po skropleniu przedostaje się do zbiornika zrzutowego zaczęła przez zawór wyciekać także woda z obiegu pierwotnego. To z kolei spowodowało wzrost ciśnienia w zbiorniku i pęknięcie jego ścianki. Woda zaczęła wypływać wraz z parą na zewnątrz. Tymczasem wciąż brak było wody w wytwornicach pary. Operator zorientował się, że zawory odcinające są zamknięte i polecił

6

mechanikowi otworzyć je, po czym uwaga personelu skupiła się na procesie zalewania wodą wytwornic pary. Tymczasem układ sygnalizacji informował operatora, że pojawiło się napięcie na solenoidzie zamykającym zawór nadmiarowy. Wskaźnik poziomu wody w stabilizatorze ciśnienia pokazywał dużą wartość, co było związane z niewłaściwą geometrią reaktora, którego rdzeń był umieszczony dość wysoko w stosunku do poziomu stabilizatora ciśnienia.

Wskutek tego para generowana w rdzeniu nie płynęła do stabilizatora, lecz gromadziła się pod kopułą zbiornika reaktora. W stabilizatorze poziom wody rósł, ponieważ poduszka parowa wypychała wodę ze zbiornika reaktora doi stabilizatora ciśnienia. Operator nie zdawał sobie z tego sprawy i uznał, że zawór nadmiarowy jest zamknięty. Do tej pory zakłócenie było niewielkie, w reaktorze było dużo wody, a układ awaryjnego chłodzenia rdzenia był gotów do pracy. Mylące wskazania układu sygnalizacyjnego jednak wpoiły operatorowi przekonanie, że zawór nadmiarowy jest zamknięty, co było przyczyną doprowadzenia do błędnych działań obsługi i zniszczenia reaktora. Widząc wysoki poziom wody w stabilizatorze i sądząc, że obieg pierwotny jest szczelnie zamknięty, operator zaczął obawiać się, że wtryskiwanie wody przez pompy wysokociśnieniowego układu awaryjnego chłodzenia rdzenia (UACR) spowoduje wypełnienie obiegu pierwotnego wodą (bez poduszki parowej), co przy niewielkim wzroście temperatury mogłoby doprowadzić do rozerwania obiegu pierwotnego. Widząc, że włączyły się obie pompy UACR operator podjął po 4 min 38 s decyzję o wyłączeniu jednej pompy wysokociśnieniowego UACR i zmniejszeniu wydatku drugiej. Po 6 minutach stabilizator ciśnienia został wypełniony wodą, wkrótce potem membrana bezpieczeństwa na zbiorniku zrzutowym pękła i po 7 min 43 s pompa przestał przetaczać wodę ze studzienki ściekowewj obudowy bezpieczeństwa do budynku pomocniczego. Po 8 minutach wytwornice pary zostały osuszone. Otwarciu zaworów towarzyszyły trzaski, absorbujące uwagę operatora. W tej sytuacji odbiór ciepła z reaktora po stronie obiegu wtórnego nie był możliwy, gdyż w wytwornicach pary nie było wody. Reaktor został pozbawiony możliwości odbioru ciepła powyłączeniowego. Z drugiej strony, pompowanie mieszaniny parowo-wodnej w obiegu pierwotnym spowodowało kawitację na wlocie do pomp, a więc przerwano wymuszone dostawy wody do układu. Przez prawie 3 godziny woda uciekała z obiegu pierwotnego przez otwarty zawór nadmiarowy, a operatorzy nie zdawali sobie z tego sprawy i utrzymywali wydatek z UACR na bardzo niskim poziomie. Wystarczyłoby odblokować pompy UACR i reaktor byłby uratowany! Wskaźnik poziomu wody w stabilizatorze ciśnienia pozostawał jednak wciąż się w górnym położeniu, a para wodna zamiast przepłynąć do stabilizatora gromadziła się pod kopułą reaktora i wypychała wodę z rdzenia. Po odparowaniu wody odsłonił się rdzeń reaktora, pręty paliwowe uległy uszkodzeniu, produkty rozszczepienia przedostały się do obiegu wodnego, a przy kolejnych próbach obniżania ciśnienia w obiegu pierwotnym by ułatwić zalanie go wodą produkty rozszczepienia przedostawały się z parą wodną do wnętrza obudowy. Zawór nadmiarowy odcięto i zlikwidowano wypływ wody dopiero po 3 godzinach od początku awarii. Było jednak już za póxno – paliwo było zniszczone. O godz. 7:50 w dniu 28 marca udało się operatorom przywrócić dostawę wody do układu chłodzenia reaktora i ponownie uruchomić jedną z pomp i spowodować, aby pracowała bez

7

niebezpiecznych drgań. W kolejnych dwóch dniach operatorzy usuwali promieniotwórcze gazy do odpowiedniego zbiornika, jednak kompresory nie były wystarczająco szczelne i część radioaktywności została uwolniona do atmosfery. W wyniku awarii trzech operatorów dostało dawki ok. 35 mSv, a 12 dawki nie przekraczające 10 mSv, w żadnym więc z wypadków promieniowanie nie mogło wywołać negatywnych dla zdrowia skutków. Odkrycie rdzenia reaktora spowodowało także reakcję pomiędzy wodą a koszulkami z Zircalloyu: Zr + 2H2O → ZrO2 + 2H2 + ciepło, w wyniku której zaczął uwalniać się wodór. Reakcja ta zachodzi w temperaturach powyżej 700 oC, a jej intensywność rośnie z temperaturą. Wobec tego, że jest to reakcja egzotermiczna, w temperaturze powyżej 1200 oC zachodzi możliwość samorzutnego rozwoju tej reakcji z grzaniem paliwa do coraz wyższych temperatur. Paliwo w reaktorze TMI uległo stopieniu, temperatury zaś wynosiły około 2000 oC. Intensywność reakcji była jednakże ograniczona ze względu na brak wody w rdzeniu. Ciśnienie wodoru w budynku po południu 28 marca było na tyle wysokie, że spowodowało jego zapalenie się. Ciśnienie wodoru również wzrosło w górze zbiornika reaktora, gdzie zgromadziło się ok. 30 m3 tego gazu. Na szczęście w pomieszczeniach było zbyt mało tlenu (ten był intensywnie wykorzystywany w reakcjach z cyrkonem), aby spowodować wybuch. Do 1 kwietnia udało się operatorom pozbyć się wodoru. Jednak ostateczne wyłączenie reaktora po przywróceniu naturalnych cyrkulacji chłodziwa i zalaniu rdzenia nastąpiło dopiero 27 kwietnia. Winą za całość awarii należy obarczyć brak właściwych przyrządów kontrolnych, które mogłyby zasygnalizować niesprawność zaworu, a ponadto brak odpowiedniego przeszkolenia obsługi, która nie wiedziała, że może nastąpić podniesienie poziomu wody w stabilizatorze ciśnienia w czasie, gdy trwa ucieczka wody z obiegu pierwotnego. Usuwanie skutków awarii rozpoczęto na początku sierpnia 1979 r., zajęło ono niemal 12 lat i kosztowało około 973 USD3. Konieczność uchronienia przed promieniowaniem personelu prowadzącego prace kazała odłożyć demontaż reaktora i usuwanie stopionego rdzenia do czasu, gdy natężenie promieniowania odpowiednio spadnie. Prace prowadzono zdalnie przy pomocy manipulatorów. Dzięki dobrze przemyślanej logistyce usunięto z rdzenia około 100 ton zniszczonego paliwa bez narażania zdrowia obsługi na niebezpieczeństwo. Warto zwrócić uwagę, że usunięcie zniszczonego paliwa z rdzenia było możliwe dopiero po jego wstępnym, sześcioletnim schłodzeniu w wodzie. Całą operację wyciągania tego paliwa i ładowania go do 342 kanistrów wykonywano oczywiście zdalnie przy pomocy odpowiednich manipulatorów. Dalsze kilka lat trwały szczegółowe analizy stanu reaktora, zmierzające do wyjaśnienia wszystkich zjawisk podczas awarii, w tym przyczyn bardzo małych wydzieleń produktów rozszczepienia poza elektrownię jądrową, pomimo całkowitego zniszczenia rdzenia. Okazało się, że krótkotrwałe wznowienie chłodzenia rdzenia na kilka minut podczas awarii wystarczyło by uchronić zbiornik reaktora przed przetopieniem, a obecność dużych ilości wody spowodowała zatrzymanie jodu (dobrze rozpuszczalnego w wodzie), tak że jego wydzielenia poza obudoiwę nie przekroczyły jednej milionowej zawartości jodu w rdzeniu.

3

Informacja z World Nuclear Association: http://www.world-nuclear.org/info/inf36print.htm

8

Całość awarii i prac poawaryjnych nie zakłóciła działania pierwszego reaktora TMI, który nie miał żadnego kontaktu ze zniszczoną jednostką. Również nie stwierdzono żadnych szkodliwych skutków tej awarii dla 30-otysięcznej ludności Pensylwanii. Głównym skutkiem awarii był tu społeczny stres psychologiczny, który na szczęście okazał się stosunkowo krótkotrwały. Średnia dawka dla ludności żyjącej w odległości ok. 15 km od reaktora wynosiła 0,08 mSv, a nikt nie otrzymał dawki przekraczającej 1 mSv. W sumie przebadano w ciągu 13 lat od awarii około 32 000 osób i w żadnym wypadku nie stwierdzono skutków, jak np. choroba nowotworowa, które można byłoby wiązać z awarią reaktora. Choć niektórzy fataliści, opierający swoje wnioski na hipotezie liniowej bezprogowej, przewidywali wzrost śmiertelności dzieci w okolicach Harrisburga, a także 4000 – 8000 dodatkowych zgonów na raka w kolejnych dekadach, nic takiego się nie wydarzyło. Niemniej jednak zaufanie do energetyki jądrowej w społeczeństwie USA zostało mocno zachwiane i uniemożliwiło dalszy rozwój tej gałęzi energetyki do końca XX w. W wyniku awarii w TMI przeanalizowano wszystkie okoliczności, które spowodowały, że niewielkie zakłócenie przerodziło się w poważną awarię ze zniszczeniem reaktora. Zmieniono we wszystkich reaktorach układy sygnalizacji tak, by pokazywały stan rzeczywisty, a nie stan, jaki chce się osiągnąć. Dodano wskaźniki temperatury w rurociągach zrzutowych z zaworu nadmiarowego (gdyby operator w TMI widział wysoką temperaturę w tym rurociągu, zorientowałby się, że płynie w nim para), opracowano analizy wskazujące na właściwe postępowanie w takim typie awarii, a do obudowy bezpieczeństwa wprowadzono zabezpieczenia przed gromadzeniem się wodoru. Co najważniejsze, opracowano procedury postępowania awaryjnego oparte na symptomach awarii widocznych w sterowni, takich jak temperatury i ciśnienia4. Zapewnia to eliminację ponad 90% możliwych błędów ludzkich. Takie procedury, zastępujące poprzednio obowiązujące postępowanie oparte na odgadnięciu przez operatora jaka awaria wystąpiła w reaktorze, wprowadzono we wszystkich krajach OECD i wprowadza się je obecnie przy pomocy organizacji z USA i UE do wszystkich reaktorów w krajach byłego ZSRR. 16.5 Awaria w Czarnobylu5 16.5.1 Tło wydarzeń Różnorakie konsekwencje awarii w Czarnobylu były i są na tyle duże, że jest rzeczą celową opisanie różnych jej aspektów. Nad ranem 27 kwietnia 1986 r. monitory promieniowania wokół reaktora jądrowego w Forsmark w Szwecji zanotowały nadzwyczajny wzrost poziomu promieniowania, co spowodowało natychmiastowe zatrzymanie pracy reaktora. Sprawdzenie reaktora wykazało, że to nie jego praca była przyczyną wskazań monitorów. 28 kwietnia 1986 r. detektory w Ośrodku Atomistyki w Świerku pod Warszawą zarejestrowały podwyższoną radioaktywność, uruchomiły się systemy alarmowe, a na ekranach spektrometrów, służących do identyfikacji radioizotopów, pojawiły się intensywne linie promieniotwórczych izotopów jodu i cezu, co 4

w ang. symptom oriented emergency operaiting procedures, SO EOP Ten paragraf oparty jest głównie na raporcie autorstwa W.Trojanowski, L.Dobrzyński, E.Droste, A.Strupczewski, 20 lat po awarii w Czarnobylu (2006), który można znaleźć w witrynie internetowej http://www.ipj.gov.pl/ 5

9

jednoznacznie świadczyło o zaistnieniu dużej awarii reaktorowej. Natychmiast sprawdzono urządzenia w Świerku i okazało się, że - podobnie jak w Szwecji - skażenie pochodzi z zewnątrz. Telefony były odcięte. Podobno na polecenie sekretarza POP PZPR. W tym czasie Centralne Laboratorium Ochrony Radiologicznej (CLOR) w Warszawie, opierając się na wskazaniach stacji monitoringu rozrzuconych po kraju, zawiadomiło władze PRL i rozpoczęło przygotowania do wdrożenia procedur przewidzianych na taką okoliczność, w tym akcji podawania ludności płynu Lugola, blokującego swym nie promieniotwórczym jodem tarczycę. Akcja była przeprowadzona wyjątkowo sprawnie, czym polskie służby zyskały międzynarodowe uznanie. W kraju słyszało się zarzuty, że tu i ówdzie płynu Lugola nie podano przed wystąpieniem opadu promieniotwórczego. Należy jednak pamiętać, że narażenie na jod-131 trwało wiele dni, głównie wskutek skażenia żywności, a blokowanie tarczycy zaczęto już 29 kwietnia i w ciągu pierwszej doby akcji objęto nią 75% ludności skażonych wówczas rejonów północno-wschodniej Polski. Nigdzie na świecie nie ochroniono tak szybko tak dużej części narażonej ludności. W prasie i telewizji zaroiło się od wywiadów z prawdziwymi i domniemanymi specjalistami od postępowania w przypadku skażeń promieniotwórczych (przy czym, jak to zwykle bywa, najwięcej do powiedzenia miały osoby nie mające o sprawie pojęcia). Grozą powiało po Polsce i Świecie. Przeciwnicy energii nuklearnej mieli powody do radości i jeszcze głośniej zaczęli protestować przeciwko wszystkiemu, co ma przymiotnik „jądrowy” w nazwie. Niemiecki „Ośrodek Badań Jądrowych” w Karlsruhe z obawy przed cofnięciem finansowania przez rząd (notabene „zielonych”) zmienił swoją nazwę na „Ośrodek Badawczy”, a ceniona metoda obrazowania ludzkiego ciała, bazująca na „magnetycznym rezonansie jądrowym” przyjęła nazwę „obrazowania magnetycznym rezonansem”, czyli MRI (od Magnetic Resonance Imaging). Niestety bardzo wiele przerażonych kobiet w Europie i ZSRR poddało się aborcji dla uniknięcia urodzenia popromiennego mutanta6. W mediach pojawiały się doniesienia o znalezionych w okolicach Czarnobyla kurczakach-mutantach wielkości strusia, a nawet sugerowano możliwość powrotu na Ziemię dinozaurów. Nakręcono też kilka filmów, m. in. „Czarnobyl, autopsja chmury” oraz nieco później „Igor – dziecko Czarnobyla”, które przedstawiały wierutne bzdury na temat skutków awarii (co wytknęły autorom środowiska naukowe). Bzdury te, niestety, trafiały na podatny grunt społeczny. Świat żył w strachu przed wojną jądrową, a obie strony potencjalnego konfliktu pilnie dbały o to, by przeciwnik bał się ich broni. W rzeczywistości to, co określano „wybuchem reaktora jądrowego” nie miało nic wspólnego z wybuchem jądrowym, mieliśmy bowiem do czynienia z dwoma wybuchami: wpierw pary, a następnie wodoru. Stało się to na skutek wydzielenia dużej ilości ciepła z paliwa jądrowego i zapalenia się grafitowego moderatora w reaktorze, czemu towarzyszyło intensywne wydzielania się wodoru, który w zetknięciu z tlenem spowodował wybuch. W jego wyniku do atmosfery wydzieliła się ogromna ilość materiału promieniotwórczego (8·1018 Bq, czyli zaledwie 200 razy mniej niż we wszystkich wybuchach jądrowych). 6

Liczba aborcji na Białorusi i Ukrainie w latach 1986-1987 sięgnęła ok.1/3 wszystkich urodzeń w Europie Wschodniej!. Ocenia się, że w sumie, włączając Europę, około 100 000 kobiet poddało się aborcji jedynie ze strachu. Ten strach nie był wynikiem niewiedzy – był wynikiem wiedzy, tyle że nabytej z zupełnie nieodpowiedzialnych w tym względzie mediów, które wbrew oczywistym faktom, jednoznacznie wskazującym, że wśród potomstwa ofiar bombardowań Hiroszimy i Nagasaki, które otrzymały dziesiątki i setki razy wyższe dawki w ok. 1015 razy (!) krótszym czasie, nie stwierdzono zmian genetycznych. Również rzetelna wiedza na temat rozwoju nowotworów w wyniku napromienienia bardzo rozmija się z powszechną opinią, u której podłoża leży radiofobia czyli strach przed jakąkolwiek dawką promieniowania.

10

16.5.2 Reaktor Reaktor w elektrowni jądrowej w Czarnobylu był typu RBMK (patrz rozdz. VII, a także inny niż w tym rozdziale rys. 16.3), a więc był reaktorem kanałowym, z rdzeniem grafitowym i chłodzeniem wodnym. Przypomnijmy, że cechą odróżniającą reaktory energetyczne RBMK od innych konstrukcji stosowanych w świecie jest brak obudowy bezpieczeństwa, zabezpieczającej przed uwolnieniem skażeń w przypadku awarii. Jakkolwiek energia wyzwolona w czarnobylskim wybuchu (termicznym, nie jądrowym!) była zapewne większa niż przyjmowana w obliczeniach wytrzymałości obudowy bezpieczeństwa, to istnienie osłony najprawdopodobniej zapobiegłoby uwolnieniu takiej ilości materiału promieniotwórczego, jak miało to miejsce w Czarnobylu. Niestety, ze względów technicznych zbudowanie osłony bezpieczeństwa dla tego typu reaktora nie jest możliwe, a w każdym razie jest bardzo trudne.

Rys. 16.3 Wygląd reaktora typu RBMK Najważniejszą jednak cechą reaktorów typu RBMK jest dodatni współczynnik termiczny reaktywności. W reaktorze RBMK woda służy wyłącznie jako chłodziwo, a moderatorem jest grafit. W reaktorach PWR, w których rdzeń zanurzony jest w wysokociśnieniowym zbiorniku z wodą częściowe odparowanie wody powoduje niedostateczne spowalnianie neutronów i moc reaktora PWR samoczynnie maleje. Natomiast reaktor RBMK w przypadku utraty wody chłodzącej zaczyna pracować niestabilnie i zwiększa swoją moc, ponieważ mniej jest wtedy wody pochłaniającej pewną część neutronów podtrzymujących reakcję rozszczepienia, a spowolnienie neutronów i tak zachodzi skutecznie na graficie. Sytuację tę ilustruje rys. 16.4. Znając cechy swojego reaktora konstruktorzy wprowadzili w nim odpowiednie zabezpieczenia, które jednak w dniu awarii w Czarnobylu zostały przez załogę świadomie wyłączone. Ponadto, jak okazało się po fakcie, układ awaryjnego wyłączania reaktora był wadliwie skonstruowany i w pierwszym momencie powodował przejściowy wzrost mocy. Grafit obudowujący kanały po nagrzaniu odkształcił się uniemożliwiając jakiekolwiek

11

manipulacje, a wreszcie w kontakcie z powietrzem zapalił się. Dopiero najnowsze reaktory typu RBMK (np. Kursk 5) zaopatrzono w bezpieczne rozwiązania zapewniające ujemny współczynnik reaktywności.

A

A Uran

Uran

woda

woda

grafit

B

B

Uran

Uran para wodna Reaktory PWR i WWER

para

grafit

Reaktor RBMK (Czernobyl)

Rys. 16.4 Zasadnicza różnica między reaktorami PWR a RBMK. Po odparowaniu części wody reaktywność a w ślad za nią moc reaktora PWR maleje, a RBMK – rośnie.

Można zapytać czemu reaktor RBMK pracujący w Czarnobylu był w ogóle dopuszczony do pracy? Otóż oprócz wspomnianych wad miał on także zalety polegające na możliwości rozbudowy reaktora oraz łatwości przeładunku paliwa w trakcie pracy.

16.5.3 Awaria Na 6 lat przed opisywaną awarią także w Kurskiej elektrowni jądrowej doszło do niebezpiecznej sytuacji – wyłączono zewnętrzne zasilanie pomp i układów sterujących reaktorem. Ta nienormalna dla reaktora sytuacja daje się opanować ponieważ pręty regulacyjne można opuścić do rdzenia także przy odłączonych silnikach. Jednak do osiągnięcia pełnej mocy generatorów awaryjnego zasilania pomp potrzeba około 1 minuty i taki czas wystarcza do przegrzania prętów paliwowych. Postawiono więc tak zmodyfikować konstrukcję turbogeneratorów aby podczas ich bezwładnościowego biegu (po nagłym zaniku 12

zasilania) generowały niezbędną ilość energii do czasu osiągnięcia pełnej mocy przez generatory awaryjne. Okazją do wykonania modernizacji i testów zmodernizowanych turbogeneratorów było wyłączenie w kwietniu 1986 r. reaktora Czarnobylskiej elektrowni jądrowej w celu remontu czwartego bloku elektrowni. Stworzono program doświadczenia, który jednak nie został właściwie przygotowany. Wymagania bezpieczeństwa zostały potraktowane czysto formalnie. Nie przewidziano żadnych specjalnych środków zabezpieczających, a nawet przewidziano odstępstwa od obowiązujących normalnych zasad bezpieczeństwa po uzyskaniu zgody kierownika zmiany elektrowni. Eksperyment zakładał między innymi wyłączenie awaryjnego systemu chłodzenia reaktora, wobec czego reaktor przez ponad 4 godziny miał pracować ze znacznie obniżonym poziomem bezpieczeństwa. Chronologia zdarzeń przedstawia się następująco7: 25 kwietnia 1986 r. 01:00 – przystąpiono do obniżania mocy reaktora8; 03:47 – moc reaktora została obniżona do 1600 MW (połowa wartości znamionowej); 13:05 – zredukowano moc do poziomu wyznaczonego przez potrzeby własne reaktora; 14:00 – wszystko było gotowe do rozpoczęcia doświadczenia: wyłączono system awaryjnego chłodzenia reaktora. Na żądanie dyspozytora Kijowskiego Okręgu Energetycznego (KOE) wstrzymano jednak wyłączenie reaktora do 23.00. Przez ten czas reaktor pracował przy 50% mocy znamionowej z wyłączonym systemem awaryjnego chłodzenia; 23:00 – dyspozytor z KOE zezwolił na odłączenie bloku od sieci; rozpoczęto obniżanie mocy reaktora do 700 MW, przy której miało być przeprowadzone doświadczenie; 24:00 – podjęła pracę kolejna zmiana - nie przygotowana do przeprowadzenia opóźnionego eksperymentu. 26 kwietnia 1986 r. 00:28 – Moc reaktora osiągnęła 500 MW(t). W celu uzyskania lepszych warunków sterowania przełączono automatyczny system sterowania ze strefowego (dotyczącego poszczególnych części reaktora) na ogólny. Procedura taka jest dopuszczalna przy pracy reaktora z małą mocą. Wskutek trudności ze sterowaniem oraz niestabilnej pracy reaktora przy niskich mocach, moc cieplna reaktora spadła do 30 MW, gdyż nastąpiło prawie zupełne "zatrucie" ksenonem. Na tym etapie należało przerwać doświadczenie, jednak postanowiono je kontynuować, aby nie dopuścić do jeszcze większego opóźnienia w realizacji eksperymentu. Dla zwiększenia mocy reaktora usunięto pręty regulacyjne, pozostawiając ich o wiele mniej od dopuszczalnego minimum (18 zamiast 30); 01:00 – Udało się w ten sposób zwiększyć moc do 200 MW, ustabilizować reaktor i usprawnić chłodzenie. Dodatkowe obciążenie i wzrost natężenia przepływu wody chłodzącej mogły jednak doprowadzić do uszkodzenia systemu chłodzenia, a zmniejszenie temperatury 7

Mould R.F.: Chernobyl Record. The Definitive History of the Chernobyl Catastrophe, IOP Publishing (2000) operacja taka jest długotrwała ze względu na omawiane wcześniej „zatruwanie” się reaktora, tj. wydzielanie się promieniotwórczego ksenonu Xe-135 o okresie połowicznego zaniku około 10 h, który silnie wychwytuje neutrony, co może doprowadzić do niekontrolowanego wygaśnięcia reakcji, zatrzymania Xe-135 w elementach paliwowych i spowodowania trudności z późniejszym ponownym uruchomieniem reaktora 8

13

wody mogło doprowadzić do zmniejszenia produkcji i ciśnienia pary w separatorach, czego wynikiem mogło być automatyczne wyłączenie reaktora. Wahania ciśnienia i temperatury były duże i w każdej chwili mogły spowodować wyłączenie reaktora. Aby temu zapobiec personel zablokował systemy zabezpieczające. Wszystkie te okoliczności spowodowały drastyczny spadek reaktywności reaktora, co zanotowano o godzinie 01:22. Mimo to reaktora natychmiast nie wyłączono i postanowiono kontynuować doświadczenie; 01:23 – Zamknięto zawory turbin – test się rozpoczął. Moc reaktora zaczęła rosnąć w sposób niekontrolowany. Próbowano opuścić wszystkie pręty regulacyjne i bezpieczeństwa, te jednak (uniesione ze względu na niski wcześniej poziom reaktywności) znajdowały się górnych położeniach i zakleszczyły się na pewnej wysokości nie osiągając położeń dolnych. Wskutek braku zasilania pomp (wyłączenia obu turbozespołów) nastąpił gwałtowny spadek cyrkulacji wody w kanałach chłodzenia, wzrost wytwarzania pary i doszło do tzw. kryzysu wrzenia9. Kryzys wrzenia powodował wydzielenie dużych ilości pary, zahamowanie przepływu chłodziwa, co spowodowało dalsze wzrost ilości pary i osuszenie rdzenia. Każde zmniejszenie ilości wody powodowało zwiększenie reaktywności reaktora i wzrost mocy zgodnie z rys. 16.4. Operator próbował wyłączyć reaktor wprowadzając wszystkie pręty pochłaniające do rdzenia na raz. Ale w prętach tych materiał pochłaniający znajdował się w chwili awarii nad rdzenie, a w samym rdzeniu były wypełniacze grafitowe. Przy wprowadzaniu prętów do rdzenia malała moc górnej części rdzenia, (do której wprowadzano pochłaniacz) a przejściowo rosła moc dolej części rdzenia, do której wsuwał się grafit zmniejszając frakcję wody. Niestety w chwili awarii zasadniczą częścią rdzenia wytwarzającą moc była część dolna. Wprowadzenie prętów spowodowało dodatkowy wzrost mocy reaktora. Było to skutkiem błędu koncepcyjnego projektantów, którzy nie docenili groźby samotnego wzrostu mocy wskutek zmniejszania frakcji wody w rdzeniu. Operatorzy nie zdawali sobie sprawy z tego zagrożenia. Wskutek gwałtownego wzrostu mocy reaktora (do 530 MW w ciągu 3 s, a krótko później moc około 100-krotnie przekroczyła wartość projektowaną) oraz braku chłodzenia przy wyłączonych systemach awaryjnych nastąpiło przegrzanie paliwa, rozerwanie otaczających je koszulek cyrkonowych oraz wyciek stopionego paliwa. Gwałtowne odparowanie wody i wzrost ciśnienia spowodowały zablokowanie zaworów zwrotnych za pompami cyrkulacyjnymi. Wzrost ciśnienia w kanałach technologicznych oraz wysoka temperatura spowodowały rozerwanie kanałów ciśnieniowych. Woda zaczęła wlewać się do rdzenia i bloków grafitowych wchodząc w reakcję egzotermiczną z cyrkonem. Wystąpiły także inne reakcje egzotermiczne. Przebieg zdarzenia ilustruje rys. 16.5, który pokazuje w jaki sposób zmieniały się parametry pracy reaktora, w szczególności moc neutronowa, która ostatecznie wzrosła 48 000% (!) mocy nominalnej.

Po przekroczeniu pewnej temperatury następuje w wodzie wrzenie pęcherzykowe - na ściankach prętów paliwowych pojawiają się pęcherzyki powietrza, które odrywają się od koszulek prętów i ulegają kondensacji. Po przekroczeniu temperatury nasycenia pęcherzyki mają tendencję do łączenia się i wytwarzają warstwę parową przy ściankach prętów paliwowych. Przekazywanie ciepła znacząco maleje, temperatura więc wzrasta, a w wyniku tego procesu następuje ostatecznie przegrzanie koszulek ochronnych prętów paliwowych i ich przepalenie. 9

14

Rys. 16.5 Wzrost zawartości pary, reaktywności i moc neutronowej reaktora RBMK w ostatniej fazie awarii w Czarnobylu. 1- moc neutronowa, na lewej skali od 0 do 120 %, na prawej skali od 0 do 48 000% mocy nominalnej, 2- reaktywność ∆k/k = -1% do + 5%, 3 – objętościowa frakcja pary 0-1.2.

01:24 – Nastąpiły dwa wybuchy: eksplozja pary wodnej oraz uwolnionego wodoru. W bardzo wysokich ciśnieniach i temperaturach woda rozkłada się na wodór i tlenek wodoru, tworząc w kontakcie z powietrzem silnie wybuchową mieszaninę. Nastąpiło zniszczenie reaktora i części konstrukcji budynku. W wyniku eksplozji przesunięta została 2000-tonowa płyta pokrywająca reaktor, który został częściowo odsłonięty i powietrze zyskało dostęp do miejsca pożaru. Powietrze reagowało z grafitowymi blokami moderatora tworząc tlenek węgla będący palnym gazem. Na zewnątrz zostały wyrzucone fragmenty grafitowego rdzenia oraz stopionego paliwa reaktorowego, które wywołały ok. 30 ognisk pożaru. Do atmosfery dostały się duże ilości radioizotopów. Około 8 ze 140 ton paliwa zawierającego pluton i inne wysoce promieniotwórcze produkty rozszczepienia wydostały się z reaktora razem z resztkami moderatora i zostały rozproszone w okolicy. Pary cezu i jodu przedostały się do atmosfery podczas wybuchu i późniejszego pożaru. Obudowy bezpieczeństwa, która mogłaby zatrzymać te uwolnienia, jak wspominaliśmy, nie było. 05:00 – opanowano pożar, który zagrażał pozostałym blokom elektrowni. Paliły się jedynie resztki reaktora wewnątrz zgliszcz budynku. Kolejnym zadaniem było ograniczenie emisji substancji promieniotwórczych do atmosfery. W pierwszej fazie zrealizowano to poprzez "bombardowanie" reaktora piaskiem z mieszaniną baru, dolomitu i ołowiu. Do 30 kwietnia zrzucono ponad 1000 ton materiałów. Później jednak zaprzestano tej operacji ze względu na ograniczenie wymiany powietrza i wzrost temperatury pozostałości rdzenia i paliwa, co w połączeniu z wodą zalewająca reaktor mogło spowodować kolejne eksplozje. Aby uniknąć tego niebezpieczeństwa przeprowadzono trudną operację 15

odpompowania wody z kanałów reaktora oraz zbiornika pod nim (rozgrzane pręty paliwowe mogły przetopić betonową podstawę reaktora i opaść do zbiornika rozbryzgowego). Powstała konieczność ochłodzenia reaktora. Zrealizowano pomysł wtłoczenia do zniszczonej hali azotu, co miało stłumić pożar i reakcję łańcuchową. Do tego celu ściągnięto azot nawet z odległych zakładów przemysłowych. Niestety operacja nie przyniosła spodziewanych rezultatów. Emisja radioizotopów samoczynnie gwałtownie spadła 6 maja i sytuacja została opanowana.

Tab. 16.1 Emisja do atmosfery różnych izotopów promieniotwórczych w wyniku awarii Izotop Okres połowicznego zaniku Ilość [1015 Bq] Cs-134 Cs-137 I-131 Xe-133 Mo-99 Zr-95 Ru-103 Ru-106 Ba-140 Ce-141 Ce-144 Sr-89 Sr-90

2,06 lat 30 lat 8,04 dni 5,3 dni 2,8 dni 64 dni 39 dni 368 dni 12,7 dni 32,5 dnia 284 dni 50,5 dni 29,2 lat

MIASTO PRYPEĆ

19 38 260 1700 110 140 120 60 160 100 90 80 8

RZEKA PRYPEĆ

ZBIORNIK WODY CHŁODZĄCEJ REAKTOR

Rys. 16.6 Moce dawek [w R/h, tj. 0,01 Gy/godz] wokół elektrowni w Czarnobylu zmierzone 26 kwietnia 1986 r.

16

W Tabeli 16.1 podajemy uwolnienia różnych izotopów promieniotwórczych. Dla porównania warto zauważyć, że naturalna emisja alfa-promieniotwórczego radonu-222 do atmosfery wynosi 33·1018 Bq rocznie, a więc o rząd wielkości więcej niż sumaryczna emisja w wyniku awarii reaktora w Czarnobylu. Celem odizolowania zniszczonego reaktora od środowiska zamknięto go wewnątrz wielkiego żelbetowego sarkofagu i w takim stanie znajduje się on do dziś. Mimo wciąż dużego zagrożenia, w wyniku odgórnych nacisków nie podjęto decyzji o natychmiastowym wyłączeniu pozostałych bloków energetycznych. Jedynie operator reaktora w bloku trzecim (bezpośrednio sąsiadującym ze zniszczonym blokiem czwartym), wbrew rozkazom przełożonych, wyłączył reaktor. Z decyzją o wyłączeniu pozostałych dwóch zwlekano kilka dni. Ograniczenia spożycia mleka i innych skażonych produktów wprowadzono dopiero 23 maja, a jod stabilny zaczęto podawać ludności około 25 maja, a więc miesiąc po awarii (!). Z powodu trudności organizacyjnych akcją tą objęto tylko ok. 1,6 mln dzieci. Na rys. 16.6 przedstawiono zmierzone moce dawek w powietrzu 26 kwietnia 1986 r., a na rys. 16.7 rozprzestrzenianie się obłoku promieniotwórczego w ciągu kolejnych dni.

Rys. 16.7 Rozprzestrzenianie się obłoku promieniotwórczego w dniach 26 kwietnia – 4 maja

Mapę skażeń wokoło Czarnobyla pokazano na rys. 16.8. Warto z nią się zapoznać, bo stanowi ona podstawę do obliczania dawek jakie mieszkańcy mogą otrzymać w ciągu całego życia i oceny słuszności decyzji o ewakuacji podjętych przez władze dawnego ZSRR.

17

Rys. 16.8 Mapa skażeń terenu po awarii w Czarnobylu Kolejnymi kolorami (od góry) w legendzie na rysunku oznaczono: strefę ściśle zamkniętą, skażenia Cs-137 większe niż 40 Ci/km2, b) strefę trwale kontrolowaną, skażenia Cs-137 od 15 do 40 Ci/km2, strefę okresowo kontrolowaną, 5-15 Ci/km2 i strefę o skażeniach od 1 do 15 Ci/km2 Przeliczenie skażeń gruntu na dawki w ciągu całego życia z uwzględnieniem rozpadu radioaktywnego podano w UNSCEAR 198810. Współczynnik przeliczeniowy wyniósł 76 μSv/kBq. W raporcie UNSCEAR 200011 podano dokładniejsze współczynniki. uwzględniające różnice w procesach naturalnych usuwania radionuklidów w mieście i na wsi. Ostatecznie współczynnik przeliczeniowy wyniósł dla miasta - 61 μSv/kBq, a dla wsi - 88 10

UNSCEAR 1988, Annex D, Exposures from the Chernobyl Accident, p. 31 (1988)

11

UNSCEAR 2000, Annex J Exposures and effects of Chernobyl accident, p. 531

18

μSv/kBq. Oznacza to że skażenie 40 Ci/km2 odpowiada dawce przez całe życie równej 110 mSv na wsi, a 76 mSv w mieście. Na tym tle należy rozważać celowość przesiedleń ludności, wprowadzonych przez władze radzieckie po awarii w Czarnobylu. Przypomnijmy, że typowa dawka pochodząca od promieniowania naturalnego wynosi ok. 3 mSv/rok, a więc w ciągu 70. letniego życia człowiek dostaje przeciętnie 210 mSv od samej natury.

16.5.4 Przesiedlenia Wokół Czarnobyla wyznaczono strefę bezpieczeństwa o promieniu 30 km, z której wysiedlono całą ludność. Podjęta akcja przesiedleńcza została przeprowadzona bardzo sprawnie, choć w wielu przypadkach nie miała ona głębszego uzasadnienia. W dniach 27 kwietnia - 7 maja 1986 r. wysiedlono ok. 116 000 osób. (Już wtedy naukowcy radzieccy doradzali, aby większość z nich pozostawić w spokoju.) W późniejszych latach w trzech najbardziej poszkodowanych republikach radzieckich przesiedlono jeszcze 220 tys. osób. Pierwsza ewakuacja 49 360 osób z miasta Prypeć wybudowanego dla pracowników ok. 4 km od elektrowni jądrowej w Czarnobylu oraz 254 osób z pobliskiego Janowa przeprowadzona 27 kwietnia miała uzasadnienie, gdyż w tym dniu istniała możliwość przebicia się stopionego rdzenia do dolnych pomieszczeń, w których mogła znajdować się woda. W takim przypadku wybuch pary wodnej mógł spowodować znaczące skażenie miasta, co stanowiłoby zagrożenie dla ludności. Natomiast wysiedlenie ok. 170 000 osób z innych miejscowości, którym wspomniane niebezpieczeństwo nie zagrażało, było błędem, który wyraźnie odbił się na późniejszym zdrowiu przesiedleńców. Akcja opierała się na słabo uzasadnionym zaleceniu władz aby ewakuować ludność z terenów skażonych cezem-137 na poziomie powyżej 37 kBq/m2, które to skażenie generuje dawkę promieniowania 0,2 mSv/rok czyli ponad dziesięciokrotnie mniejszą niż średnia dawka pochodząca od naturalnych źródeł promieniowania. Dalsze decyzje o ewakuacji i przesiedleniach (czasem na tereny bardziej skażone niż te wysiedlane) były podejmowane – często wbrew opiniom specjalistów – przez czynniki polityczno-administracyjne jeszcze do roku 1992. W oparciu o nieracjonalne przepisy wysiedlano ludzi z terenów o poziomie promieniowania niższym niż naturalne tło w Norwegii. Czasem przesiedleńcy w miejscu docelowym otrzymywali większe dawki promieniowania od radonu z podłoża, niż otrzymywaliby ze skażeń pozostawszy w domu. Z Prypeci wysiedlono ludzi do miejscowości Pleskoje, gdzie dawki na tarczycę od jodu-131 były 5 razy większe niż w opuszczanym miejscu. Porównanie dawek jakie mogliby otrzymać przez całe życie mieszkańcy rejonu Czarnobyla z dawkami otrzymywanymi w ciągu 70 lat życia w różnych krajach Europy pokazano na rys. 16.9.

19

600

Dawka w ciagu 70 lat, mSv

Czarn wys - 50 Ci/km2, śr- 15, nis- 5 Ci/km2 500

Skutki Czarnobyla Tło naturalne

400

300

200

100

ni s. C

za rn

Fi

nl . Fr an cj a G re cj a H is zp . Po ls ka Sz w aj c. Sz w ec ja W .B ry C t. za rn m ax C za rn w ys

A

us tr ia

0

Rejon Czarnobyla

Rys. 16.9 Porównanie dawek, które mogliby otrzymać w ciągu 70 lat życia mieszkańcy rejonu Czarnobyla z dawkami otrzymywanymi w różnych krajach Europy

Jak widać, dawki od tła naturalnego np. w Finlandii są większe niż dawki w okolicy Czarnobyla o niskim, średnim a nawet wysokim stopniu skażenia. Dopiero przy najwyższych skażeniach występujących na bardzo małym terenie wokół Czarnobyla dawki w ciągu życia nieco przekraczają średnie dawki w Finlandii, ale pozostają nadal mniejsze niż dawki lokalne w wielu rejonach Finlandii, Szwecji, Francji i Hiszpanii. A przecież nikt nie zamierza ewakuować Finlandii, lub usuwać milionów Francuzów z rejonu Masywu Centralnego! Tymczasem na miejscu podejmowano kontrowersyjne decyzje. Np. cztery dni po pierwszym wybuchu Komisja Rządowa odrzuciła amerykańską ofertę dostarczenia tabletek jodowych dla ochrony ludności. W czasie akcji ratowniczej i dalszych działań zmarnowano wielkie pieniądze, które zainwestowane w poprawę jakości życia przyniosłyby pozytywny skutek bez jakichkolwiek przesiedleń. Błędne decyzje podejmowano jednak nie tylko w b. ZSRR. Rząd Szwecji działając w panicznym strachu nakazał ekstynkcję i zagrzebanie tysięcy reniferów, które były lekko radioaktywne. W rezultacie pozbawiono Eskimosów i jedzenia i dochodu ze sprzedaży mięsa. Decyzja była wynikiem uznawania poziomu promieniowania 300 Bq/kg, a więc poziomu równoważnego 3000 Bq/rok przy konsumpcji 10 kg mięsa, jako już groźnego, co jest jawnym absurdem. W tych samych jednostkach poziom promieniowania naturalnego, to 38 kBq/rok, a koncentracja radonu w domach w Szwecji, to 120 kBq/rok. W Niemczech wydano 300 milionów USD na dekontaminację dozowników żywności dla bydła, choć 50.-letnia ekspozycja wiązała się z zaledwie 1% poziomu naturalnego promieniowania. Nawozy potasowe stosowane na świecie wnoszą dawkę kilka razy większą niż skażenia poczarnobylskie. Książę Karol zauważył kiedyś, że w ciągu ostatnich stu lat kwaśne deszcze

20

spowodowały tysiące razy większe szkody w środowisku niż pojedynczy wypadek w Czarnobylu12.

16.5.5 Sytuacja zdrowotna na Ukrainie i Białorusi Jednym z najświeższych opracowań opisujących zdrowotne, środowiskowe i społecznoekonomiczne skutki awarii czarnobylskiej jest raport „Forum Czarnobylskiego” ogłoszony w Wiedniu 5 września 2005 roku. Forum tworzą Międzynarodowa Agencja Energii Atomowej (MAEA), Światowa Organizacja Zdrowia (WHO), Agencje ONZ (FAO, UNDP, UNEP, UNOCHA, UNSCEAR) oraz rządy Białorusi, Rosji i Ukrainy. Zdaniem autorów raportu, z powodu awarii Czarnobylskiej EJ śmierć poniosło 50 osób, a może umrzeć jeszcze 4 tysiące. Niestety, dane i niektóre interpretacje przedstawione w tym Raporcie – choć znacznie bardziej wyważone niż wiele wcześniejszych doniesień – stoją w istotnej sprzeczności z precyzyjnymi danymi UNSCEAR (Komitet Naukowy ONZ ds. Skutków Promieniowania Atomowego), a także z interpretacjami przyczyn rejestracji zwiększonej liczby zachorowań na terenie Białorusi, Rosji i Ukrainy. Według Raportu, owe 50 ofiar śmiertelnych to dwaj pracownicy elektrowni, około 40 likwidatorów skutków awarii i osoby, które zmarły na raka tarczycy o udokumentowanym związku z awarią. Tymczasem dane UNSCEAR’u mówią o 28 ofiarach ostrej choroby popromiennej, zmarłych w ciągu 4 miesięcy od awarii oraz 3 ofiarach zmarłych z innych przyczyn. Choć prawdą jest, że do roku 2004 z pozostałej grupy 106 osób zmarło 19, jednak liczba ta w ciągu niemal 20 lat jest normalną umieralnością w populacji nie narażonej radiacyjnie. Przyznaje to zresztą raport Czarnobylski, ale by „być po bezpiecznej stronie” wlicza wszystkie te zgony do ofiar Czarnobyla. Jeszcze bardziej niewiarygodna jest prognoza 4 tysięcy zgonów (którą nie wiadomo jak potwierdzić). Niewątpliwie wynika ona z arbitralnie przyjętej w 1951 roku przez Międzynarodowy Komitet Ochrony Radiologicznej (ICRP) hipotezy liniowej bezprogowej skutków promieniowania (LNT) przyjmowanej dla potrzeb oceny narażenia osób zawodowo stykających się z promieniowaniem. Jak pamiętamy z rozdz. XIV, hipoteza ta zakłada, że każda dawka promieniowania jonizującego szkodzi. Jednak hipoteza zawodzi w zakresie małych dawek porównywalnych z dawkami od tła naturalnego i jej usilne lansowanie w radiobiologii nie jest uprawnione jako sprzeczne z wynikami badań epidemiologicznych i wiedzą przyrodniczą (toksykologia, fizjologia, onkologia)13. Minęło już dostatecznie wiele lat, aby prognozowane nowotwory mogły się rozwinąć i zamanifestować. Tymczasem jak wynika z raportu Forum, wśród ratowników rosyjskich stwierdzono około 30% mniejszą umieralność na raki niż średnio w Rosji, a wśród ludności tzw. terenów silnie skażonych epidemiolodzy nie zauważyli żadnego wzrostu zachorowań na nowotwory (inne niż tarczycy – patrz niżej). Nie stwierdza się też (co wcale nie dziwi specjalistów) wad genetycznych u potomstwa osób napromieniowanych. Stwierdzono natomiast (i to już w pierwszym roku!) znaczny wzrost tzw. niemych raków tarczycy, szczególnie u dzieci. Pogląd, że wzrost ten miał za swą przyczynę zwiększony poziom promieniowania w wyniku awarii był od początku kwestionowany, gdyż z wielu danych wiadomo, że raki tarczycy rozwijają się przez wiele lat 12 13

Podaję za P.E.Hodgson, Nuclear Power, Energy and the Envionment, Imperial College Press (1999) większość dyskusji na ten temat znajdujemy w rozdz. XIV tego wykładu

21

zanim się ujawnią. Ponadto z danych epidemiologicznych osób poddanych leczeniu promieniotwórczym jodem wiadomo, że wystąpił u nich nie wzrost, lecz przeciwnie, deficyt raków tarczycy. Dawki zaabsorbowane przez ludność wokół Czarnobyla (patrz Tab. 16.2) były rzędy dziesiątki razy niższe, tak więc nawet blokowanie tarczycy stabilnym jodem zapewne niewiele zmieniło i tak nikły stopień narażenia. Tab. 16.2 Średnie dawki efektywne otrzymane w latach 1986-95 na terenie skażonym po awarii w Czarnobylu14 Średnia dawka efektywna [mSv]

Kraj

Ze źródeł wewnętrznych Ze źródeł zewnętrznych Łącznie w ciągu 9 lat Rocznie Białoruś

5,1

2,9

8,0

0,9

Federacja Rosyjska

4,3

2,5

6,8

0,8

Ukraina

4,7

6,1

10,8

1,2

Sprawą zajmował się przez długie lata Komitet UNSCEAR, który w końcowych wnioskach swojego „Raportu 2000” nt. skutków zdrowotnych wypadku w Czarnobylu stwierdził11, że: (...)liczba raków tarczycy (około 1800) u osób napromieniowanych w dzieciństwie, zwłaszcza w silnie skażonych rejonach trzech krajów (Białorusi, Ukrainy i Rosji), jest znacznie większa niż oczekiwano na podstawie wcześniejszej wiedzy. Wysoki stopień zachorowalności i krótki okres ujawniania się tych raków są nietypowe. Przyczyną ich powstawania mogą być czynniki inne niż promieniowanie. Jednym z tych czynników są tzw. „nieme” raki tarczycy, nie dające łatwo dostrzegalnych objawów klinicznych, które masowo występują wszędzie na świecie. Tak np. w Kanadzie częstość niemych raków tarczycy wynosi 6 na 100 000 osób, w Polsce 9, w USA 13, a w Finlandii 35. Największy wzrost rejestracji raków tarczycy wystąpił w rejonie Homla na Białorusi: 18 raków na 100 000 mieszkańców. Zatem potencjał dla wykrycia „dodatkowych” raków w wyniku udoskonalenia i zwiększenia częstości badań tarczycy jest ogromny. Na szczęście wyleczalność raków tarczycy jest bardzo wysoka, w dobrych ośrodkach sięga powyżej 90%. Dotąd z powodu raka tarczycy zmarła na skażonych terenach jedna dziewczynka (wg innych źródeł – troje do dziewięciorga dzieci). Przedstawione w Tab. 16.2 dawki są mniejsze od średnich dawek otrzymywanych ze źródeł naturalnych. Z całej populacji 5 159 887 osób napromieniowanych w wyżej wymienionych trzech krajach tylko 1123 osoby otrzymały w ciągu 9 lat dawkę powyżej 200 mSv (wyłączając dawki na tarczycę)15. Jak wynika z raportu UNSCEAR 2000, poza rejestrowanym wzrostem zapadalności na raka tarczycy nie zaobserwowano wzrostu zachorowań i zgonów na nowotwory złośliwe które mogłyby być spowodowane promieniowaniem jonizującym. Ryzyko zachorowania na białaczkę, będące jednym z większych zagrożeń (białaczka jest pierwszym nowotworem, który pojawia się po napromieniowaniu ze względu na krótki okres utajenia 2-10 lat), nie uległo podwyższeniu, nawet wśród członków ekip ratowniczych. Nie ma również dowodów wzrostu zachorowań na wywołane promieniowaniem choroby nie nowotworowe. Natomiast na szeroką skalę wystąpiły reakcje psychologiczne związane z awarią i spowodowane 14 15

UNSCEAR Report 2000, Vol. 2, str. 541 UNSCEAR Report 2000, Vol. 2, str. 542

22

głównie strachem przed promieniowaniem, działaniem władz i mediów, a nie działaniem promieniowania. Dominującym czynnikiem jest stres będący następstwem przymusowych przesiedleń i zerwaniem więzi społecznych. Sytuację komplikuje rozprzestrzenianie się fałszywych informacji na temat konsekwencji awarii np. o dziesiątkach lub setkach tysięcy ofiar wymienianych zarówno przez różne oficjalne czynniki, jak i proroków apokalipsy o rozmaitym rodowodzie. Sensacje zmyślane i powielane przez dziennikarzy, oraz hasła „ekowojowników” (osób chętnych do walki z czymkolwiek) trafiały na podatny grunt powszechnej ignorancji, tym łatwiej, że uzasadniane były wynikami ekspertyz przedstawianych przez rządy poszkodowanych krajów, którym zależało na uzyskaniu zachodniej pomocy. Dodatkowo występują jeszcze efekty psychospołeczne uwarunkowane politycznymi, ekonomicznymi i społecznymi zmianami ostatnich lat. Nie da się ich odróżnić od psychosomatycznych konsekwencji awarii w Czarnobylu. Trzeba na koniec przypomnieć (zwłaszcza tym, którzy uważają, że awaria w Czarnobylu była największą katastrofą XX wieku), że spowodowany katastrofą opad promieniotwórczy trwał stosunkowo krótko i był mniejszy niż ten, który spadał na nas rok w rok na przełomie lat 50- i 60-tych wskutek próbnych wybuchów broni jądrowej dokonywanych przez mocarstwa nuklearne. Przeprowadzono wówczas 2419 wybuchów (łącznie 1073 Mt TNT), w czym 543 o łącznej mocy 440 Mt dokonano w atmosferze. Dla porównania, wybuchy w Hiroszimie i Nagasaki miały łączną moc ok. 0,035 Mt TNT. Rekord mocy należy do bomby wodorowej o mocy około 50 Mt odpalonej przez ZSRR na Nowej Ziemi 30 X 1961 r. (dane za raportem UNSCEAR). O tym, że awaria reaktora w Czarnobylu dalece nie była największą katastrofą przemysłową piszemy w oddzielnym rozdziale niniejszego wykładu.

16.5.6 Działania podjęte w Polsce Nim przejdziemy do opisu wydarzeń w Polsce warto zaznaczyć, że w interesującym nas okresie historii od 1964 r. Polska dysponowała sprawną Służbą Pomiarów Skażeń Promieniotwórczych (SPSP) koordynowaną przez Centralne Laboratorium Ochrony Radiologicznej (CLOR) w Warszawie. W skład SPSP wchodziło 140 punktów pomiarowych rozmieszczonych na terenie całej Polski plus 2 stacje pomiarowe w CLOR. Ponadto CLOR miało możliwość mierzenia skażeń w przestrzeni powietrznej aż do wysokości stratosferycznych. CLOR był również dobrze przygotowany do podjęcia wyzwań, które stwarzałaby ewentualna wojna jądrowa. Dzięki temu z chwilą zdobycia informacji o skali awarii i skutków jakie może ona wywołać w Polsce CLOR stał się jedynym rzetelnym źródłem informacji i organem, które mógł w kompetentny sposób sugerować rządowi podejmowanie odpowiednich działań chroniących ludność przed konsekwencjami katastrofy. 27 kwietnia ani w Polsce ani innych krajach nie spodziewano się awarii jądrowej. Plany obrony cywilnej na wypadek wojny jądrowej przystawały tylko częściowo do potrzeb sytuacji wynikłej z awarii reaktora jądrowego znajdującego się w okolicy Polski. Jednak wojskowy system wykrywania skażeń promieniotwórczych był dostosowany do znacznie wyższych poziomów promieniowania występujących po ataku jądrowym. Polacy nie otrzymali z ZSRR żadnych informacji o katastrofie (mimo ustaleń obowiązujących w krajach RWPG od 1984 roku), co opóźniło nasze przygotowania ochronne o około półtora dnia.

23

28 kwietnia rankiem placówka SPSP w Mikołajkach (a potem kolejno inne) zgłosiła CLOR kilkakrotny wzrost mocy dawki promieniowania w powietrzu. W całej służbie SPSP wprowadzono alarmowy system pracy. Jak wspomina16 prof. Zbigniew Jaworowski z CLOR o godzinie 9. został poinformowany, że stwierdzona w Mikołajkach radioaktywność w powietrzu była 550 000 razy wyższa niż poprzedniego dnia. Podobny wzrost aktywności został też zaobserwowany w samym CLOR w Warszawie. Oczywiście obawiano się przede wszystkim, że podwyższony poziom promieniowania może pochodzić z wybuchu jądrowego. Na szczęście wkrótce okazało się, że skład izotopowy chmury radioaktywnej wskazuje na awarię reaktora jądrowego. Dalsze raporty otrzymywane ze 140 stacji monitoringu wskazywały na przesuwanie się chmury na zachód i na ZSRR jako miejsce awarii reaktora. Informacja o powstawaniu skażeń promieniotwórczych w wyniku poważnej awarii reaktora była szokiem dla specjalistów: poziom promieniowania w powietrzu w momencie przechodzenia chmury radioaktywnej był setki i tysiące razy wyższy od tego, który rejestrowano w latach sześćdziesiątych kiedy to opad promieniotwórczy był skutkiem prób jądrowych. Chmura radioaktywnego powietrza przesuwała się nad północno-wschodnią Polską. W południe w Warszawie stężenie izotopu cez-137 w powietrzu było ponad 80 000 razy większe niż średnio rok wcześniej, stężenie izotopu jodu-131 wyniosło około 100 Bq/m3 (przed awarią był niewykrywalny), zaś moc dawki promieniowania gamma była około 3 razy większa niż przeciętna. Pomimo tego globalna wielkość mocy dawki w ciągu pierwszego roku po katastrofie wzrosła w Polsce średnio o 0,3 mSv, a więc niewiele w porównaniu z roczną dawką naturalnego promieniowania (około 2,4 mSv). Dlatego – gdyby w owym czasie można było zachować zimną krew – podejmowanie szczególnych akcji ochronnych nie było konieczne. Problemem był jednak brak informacji o możliwym dalszym przebiegu katastrofy. Istniała obawa, że sytuacja radiacyjna Polski może się znacznie pogorszyć, zarówno poprzez zwiększenie emisji ze zniszczonego reaktora, jak i wskutek niekorzystnej sytuacji meteorologicznej. Należało jak najszybciej poinformować rząd i podjąć działania chroniące ludność przed skutkami awarii Około godziny 11. CLOR przedstawiło sytuację Prezesowi Państwowej Agencji Atomistyki. Wkrótce potem na filtrze w CLOR zebrano pył promieniotwórczy z około 500 m3 powietrza i stwierdzono, że jego skład izotopowy był typowy dla procesów reaktorowych, a nie wybuchu jądrowego. O godzinie 17. informację o zagrożeniu radiacyjnym kraju CLOR przekazało Sekretarzowi Naukowemu PAN, który zobowiązał się zawiadomić premiera. W CLOR przygotowano zalecenia ochronne. Niektóre meldunki zawierały omyłkowo zawyżone wyniki i zastraszające informacje trafiły do publicznej wiadomości. Większość pomiarów mocy dawki wskazywała jednak, że nie ma zagrożenia zdrowia od zewnętrznego promieniowania gamma. Natomiast promieniotwórcze izotopy jodu wchłonięte do organizmu mogą ulec koncentracji w tarczycy. Z pobieżnych ocen wynikało, że dawka promieniowania od promieniotwórczego jodu w tarczycy dzieci może przekroczyć 50 mSv, powyżej którego Międzynarodowa Komisja Ochrony Radiologicznej (ICRP) zalecała blokowanie tarczycy jodem nie radioaktywnym.

16

Z.Jaworowski, Australian Radiation Protection Society Newsletter, 2004

24

Dopiero o godzinie 18. radio BBC podało informację o awarii reaktora w Czarnobylu. Połączenia z Czarnobylem były wówczas odcięte przez KGB. Agencja TASS podała mocno okrojoną informację dopiero późnym wieczorem. O godzinie 18.30 CLOR zwrócił się do Instytutu Technicznego Wojsk Lotniczych z prośbą o codzienne pobieranie prób powietrza z siedmiu wysokości w troposferze i stratosferze wzdłuż północno-wschodniej granicy. W następnych dniach wykonano 60 lotów, a zdobyte w ten sposób informacje wykorzystano do prognozowania skażeń. W godzinach popołudniowych nawiązano kontakt ze specjalistami z innych krajów (Anglii, Francji, Finlandii, Szwecji) wymieniając informacje o skażeniach oraz planowanych przedsięwzięciach. 29 kwietnia o godzinie 4.00 w KC PZPR rozpoczęło się posiedzenie kilku członków Biura Politycznego, członków rządu i Komitetu Obrony Kraju. Wzięli w nim udział dwaj eksperci z CLOR oraz Wojskowego Instytutu Higieny i Epidemiologii. Przyjęto główne kierunki ochrony ludności i uzgodniono, że o sytuacji należy poinformować społeczeństwo w porannych audycjach radiowych, a następnie w prasie i w telewizji. O godzinie 6:00 generał Wojciech Jaruzelski przybył na to posiedzenie i powołał specjalną Komisję Rządową pod przewodnictwem wicepremiera Zbigniewa Szałajdy. Komunikatów dla społeczeństwa nie ogłoszono. W raporcie Komisji Rządowej nie ma wzmianki o nocnym posiedzeniu w KC podczas którego podjęto najważniejsze decyzje. Pierwsze zebranie komisji Rządowej rozpoczęło się o godzinie 8:00. Około godziny 11:00 podjęto formalną decyzję o wprowadzeniu profilaktyki jodowej. W Ministerstwie Zdrowia ustalono (pierwsza taka decyzja w historii), że formą masowej profilaktyki jodowej będzie podanie nie tabletek z jodkiem potasu (KJ), lecz tzw. płynu Lugola. Akcje rozpoczęto wieczorem i kontynuowano nocą w województwach północnowschodnich. Akcja przebiegała bardzo sprawnie. Podawanie płynu Lugola zorganizowano we wszystkich przedszkolach, szkołach, ośrodkach zdrowia i aptekach. Około 75% populacji dzieci Polsce w tych województwach przyjęło stabilny jod w ciągu pierwszych 24 godzin akcji. W innych rejonach kraju, odpowiednio do zmieniającej się sytuacji radiacyjnej, akcja ciągnęła się jeszcze do 5 maja. Jod otrzymało 18,5 miliona osób, w tym 10,5 miliona dzieci. W świetle danych o wpływie promieniotwórczego jodu na tarczycę, jakimi dziś dysponujemy, była to nadmierna ostrożność, jednak wtedy, w warunkach ograniczonej wiedzy oraz niepewności co do rozwoju sytuacji radiacyjnej, decyzja ta była słuszna. Stała się ona przykładem umiejętności szybkiego podejmowania decyzji i przeciwdziałania potencjalnym skutkom katastrofy. Obecnie jest powszechnie na świecie uznawana za wzorową. Dla porównania: po wypadku w Three Mile Island w USA tabletki jodowe dostarczono w rejon awarii dopiero po 8 dniach, a w ZSRR profilaktykę jodową rozpoczęto 25 maja 2006 r., a więc w miesiąc po awarii. 30 kwietnia skażenia dotknęły już cały kraj. Jeszcze przed południem rejestrowano w Warszawie wysokie skażenie powietrza, które jednak po południu i w nocy szybko spadło. Ze względu na skażenia żywności i konieczność ochrony zdrowia dzieci, na żądanie Komisji w pierwszych dniach maja sprowadzono z zagranicy 2000 ton mleka w proszku. Holandia, główny eksporter tego mleka, odmówiła Polsce dostawy. Interwencja ambasadora USA w Warszawie Johna Davisa spowodowała natychmiastową wysyłkę amerykańskiego mleka w proszku do Holandii drogą morską. Wtedy Holandia zdecydowała się wysłać samolotami

25

mleko potrzebne polskim niemowlętom. Holenderskie mleko pojawiło się w sklepach następnego dnia. W ciągu maja CLOR i Instytut Energii Atomowej w Świerku prowadziły pomiary zawartości izotopów promieniotwórczych w ciałach osób z rejonu Warszawy i dalszych okolic. Pomiary jodu promieniotwórczego w tarczycy prowadzono w CLOR, Zakładzie Ochrony Radiologicznej IEA w Świerku, Zakładzie Medycyny Nuklearnej Centralnego Szpitala Klinicznego WAM w Warszawie, a także w innych placówkach wojskowych zakładów leczniczych. Stacje SPSP prowadziły masowe pomiary skażeń mleka, roślin i gleby na terenie całego kraju. W połowie maja zaprzestano17 wykonanie pomiarów jodu-131 w tarczycy dzieci i dorosłych wschodnich rejonów Polski. 31 maja na polecenie prezesa PAA wstrzymano wszystkie pomiary jodu-131 w tarczycy wykonywane przez CLOR. Komisja Rządowa pracowała do 18 czerwca. W swoim raporcie końcowym stwierdziła – zgodnie z danymi CLOR - że „ze względu na krótki okres występowania podwyższonych wartości mocy dawki, sumaryczna dawka roczna będzie leżała znacznie poniżej wartości dopuszczalnej wynoszącej 5 mSv/rok”. Pomiary zawartości izotopów gammapromieniotwórczych w organizmach ludzi dorosłych (przebadano ponad 1000 osób) kontynuowano do końca 1986 roku, a na mniejszych grupach ludności, głównie z okolic Warszawy, także w latach późniejszych. Nie stwierdzono aby wchłonięte dawki były groźne dla badanych osób. W r. 1988 Komitet UNSCEAR opublikował raport o Czarnobylu, w którym ocenił, że w ciągu pierwszego roku po katastrofie ludność Polski otrzymała średnio dawkę 0,3 mSv, a w ciągu następnych 70 lat otrzyma łączna dawkę promieniowania 0,9 mSv.

16.5.7 Skutki zdrowotne w Polsce Jeszcze do tej pory w środkach masowego przekazu pojawiają się doniesienia o katastrofalnych dla Polaków skutkach awarii w Czarnobylu. Jest wiele osób, które straciły kogoś z bliskich, u kogo stwierdzono po roku 1986 chorobę nowotworową i którym lekarz powiedział, że przyczyną było skażenie promieniotwórcze. Są rodzice dzieci obciążonych wadami wrodzonymi, którzy odpowiedzialnością za to obarczają owo feralne wydarzenie. Nikomu zaś nie przychodzi do głowy użalać się na niemal 10-krotnie wyższą dawkę promieniowania naturalnego, czy na 1,5 razy wyższą dawkę promieniowania związanego z rentgenowską diagnostyką medyczną. Minęło już ponad 20 lat od skażenia promieniotwórczego spowodowanego opisywaną awarią. Czas ten wykorzystano na weryfikację różnych hipotez dotyczących skutków i na rzetelne analizy zdrowotności na terenach Polski. Nie ma żadnych wiarygodnych doniesień o zauważalnych zdrowotnych następstwach awarii czarnobylskiej. Dotyczy to zarówno skutków wczesnych i bezpośrednich, jak też odległych, takich jak wady wrodzone lub nowotwory. Średnia dawka na całe ciało jaką w ciągu 70 lat otrzymamy w Polsce w wyniku awarii czarnobylskiej wynosi 0,9 mSv, czyli będzie mniejsza od 70-letniej dawki promieniowania 17

jak się wydaje wskutek decyzji Prezesa PAA

26

naturalnego, sięgającej około 170 mSv. Ryzyko wystąpienia zmian dziedzicznych na tle mutacji popromiennych jest w Polsce znikomo małe. Jak wynika z badań UNSCEAR, ryzyko to jest poniżej 10-5/mSv, czyli wielokrotnie mniejsze niż ryzyko wywołania nowotworu złośliwego. Należy jeszcze raz podkreślić, że oceny przedstawiane przez różne organizacje (w tym także Forum Czarnobylskie, 2005) opierają się na bardzo pesymistycznych i naukowo nieuzasadnionych założeniach. To, że w Polsce nie mamy się czego obawiać można wnosić na podstawie danych zamieszczanych w najnowszych raportach WHO i UNSCEAR18. Z kolei, na internetowej stronie Państwowej Agencji Atomistyki http://www.paa.gov.pl czytamy: Nie ma dotąd żadnych pewnych doniesień o zauważalnych zdrowotnych następstwach awarii czarnobylskiej w Polsce. Dawki, jakie otrzymali Polacy były tak małe, że nie mogą prowadzić do żadnych uchwytnych klinicznie skutków. Dotyczy to również możliwości zachorowań na raka tarczycy u dzieci polskich , dodatkowo ograniczonej nieco opóźnionym, ale jednak skutecznym podaniem profilaktycznych preparatów jodowych (płyn Lugola); ewentualność ta nie może być stwierdzona w żadnych badaniach epidemiologicznych. W sumie rozpowszechniane wielokrotnie, głównie w środkach masowego przekazu opinie o katastrofalnych następstwach zdrowotnych awarii czarnobylskiej w Polsce nie znajdują żadnego uzasadnienia w obiektywnych faktach. Na pewno spowodowały one powszechny lęk, obawy przed przyszłością i liczne inne szkody psychologiczne i nie tylko (np. aborcje). Może to być przyczynek do oceny poczucia odpowiedzialności dziennikarzy i innych osób, rozpowszechniających w naszym kraju nie sprawdzone i bałamutne informacje dla taniej sensacji. W świetle przedstawionych wcześniej danych trudno zgodzić się z oceną o ”nieco opóźnionej” akcji podania płynu Lugola, gdyż nawet dzisiaj zapewne akcja nie przebiegłaby sprawniej. Także z punktu widzenia rozprzestrzeniania informacji warto zwrócić uwagę, że pomimo początkowej chęci władz wprowadzania społeczeństwa w błąd, ostatecznie polska rzetelna informacja była wyjątkowa w prasie światowej, a przez ekspertów amerykańskiej Food and Drug Administration została potem uznana za najbardziej przejrzystą i pożyteczną. Prasa zachodnioniemiecka wyraziła podobną opinię: Polskie media zwróciły od początku na siebie uwagę obszerną i rzeczową informacją (Tages Anzeiger 2.05.86); Polacy w sposób najbardziej otwarty poinformowali własną opinię publiczną i zagranicę o skutkach awarii (Volksblatt Berlin 3.05.86). Wiele cennych i barwnych wspomnień z tego gorącego okresu można znaleźć w artykule prof. Jaworowskiego pt. „Demony Czarnobyla” opublikowanym w kwietniowym numerze Świata Nauki (2006 r.).

16.5.8. Koszty sprzątania Katastrofa w Czarnobylu jest globalnym zjawiskiem ekologicznym niespotykanego dotąd typu. Towarzyszy jej przede wszystkim ogólnoświatowa radiofobia, która nie ogranicza się do hałaśliwych akcji przeciwników energetyki jądrowej, lecz przynosi wymierne straty zdrowotne (stres), społeczne (aborcje, przesiedlenia) i ekonomiczne (kierowanie sił i środków 18

Jest to także główny wniosek opublikowanej jeszcze w roku 1999 pracy zbiorowej Dariusza Grafowskiego, Edwarda T. Józefowicza i Juliana Linieckiego: Awaria czarnobylska – skutki zdrowotne w Polsce, Polskie Towarzystwo Nukleoniczne, Warszawa (1999). Nota bene, w cytowanym opracowaniu do ocen skutków zastosowano hipotezę LNT, której zasadność jest bardzo wątpliwa, a prognozy na niej oparte jak dotąd się nigdy nie sprawdziły.

27

na niepotrzebne działania). Awarii towarzyszy dramat tysięcy uchodźców z okolic Czarnobyla wysiedlonych często bez potrzeby i w miejsca bardziej skażone. To wreszcie długotrwałe skażenie ziemi i wody na szczęście na ograniczonym obszarze. Źródłem strat są różnego rodzaju ograniczenia wprowadzone aby zmniejszyć narażenie na promieniowanie, które utrudniają normalną pracę przemysłu i rolnictwa. Prowadzi to do zubożenia ludzi i kolejnych stresów wpływających na zdrowie. Zamknięcie elektrowni pozbawiło pracy bardzo wielu ludzi. Unia Europejska i Stany Zjednoczone mają pomóc w tworzeniu specjalnego programu, który ma złagodzić społeczne skutki katastrofy. Poważnym i kosztownym problemem pozostaje tzw. sarkofag wokół zniszczonego reaktora (rys. 16.10), w którym znajduje się około 200 ton zużytego i świeżego paliwa, materiały promieniotwórcze oraz skażone urządzenia i przedmioty zakopane na terenach zamkniętych, które mogą – bez odpowiedniego dozoru – stanowić znaczne ryzyko skażenia wód gruntowych. W 1994 roku francuskie konsorcjum Alliance wygrało konkurs na projekt budowy supersarkofagu wokół już istniejącego sarkofagu. W przedsięwzięciu tym mają uczestniczyć liczne firmy europejskie. Rozpoczęto już wspólne prace. Jeśli projekt wejdzie w życie, materiały konstrukcyjne będą kosztować 20-30 mln USD, zaś planowane na 5 lat prace budowlane ponad 300 mln USD. Przewiduje się, że ostateczne zebranie radioaktywnych pozostałości po katastrofie zajmie ok. 30 lat.

Rys. 16.10 Sarkofag wokół zniszczonego reaktora

Ustalono mechanizmy finansowania przez zagranicę wydatków na modernizację pracujących reaktorów jądrowych. Ostatni działający blok EJ Czarnobyl został zamknięty 15 grudnia 2000 r. Amerykanie dali 78 mln USD na konserwację sarkofagu nad IV blokiem elektrowni i 2 mln USD na poprawę bezpieczeństwa w innych elektrowniach. Tymczasem zamknięcie Czarnobyla, konserwacja sarkofagu i utworzenie nowych miejsc pracy dla pracowników elektrowni ma kosztować w sumie prawie 1500 mln USD. W budżecie na rok 2000 rząd ukraiński przeznaczył na zamknięcie Czarnobyla zaledwie 20 mln USD. Amerykanie

28

proponują, by przedsięwzięcie sfinansował Europejski Bank Odbudowy i Rozwoju. Sprzeciwiają się temu Niemcy, którzy nie zgadzają się na rozbudowę energetyki jądrowej na Ukrainie.

16.5.9 Wyciągnięte wnioski Bezpośrednią konsekwencją katastrofy było zwiększenie bezpieczeństwa reaktorów używanych w Związku Radzieckim – modernizacja już istniejących reaktorów i uważniejsze podejście do spraw bezpieczeństwa w fazie projektowania nowych. Wprowadzono modyfikacje we wszystkich nadal czynnych reaktorach typu RBMK: w prętach kontrolnych dodano pochłaniacze neutronów i zwiększono wzbogacenie paliwa, dzięki czemu reaktory te przy małej mocy stały się znacznie bardziej stabilne. Automatyczne mechanizmy wyłączające działają obecnie szybciej, a inne mechanizmy bezpieczeństwa zostały udoskonalone. Duże znaczenie miała tu wymiana myśli naukowo-technicznej z krajami zachodu, które dodatkowo dały pomoc finansową. Pewne rozwiązania opracowane w związku z awarią mogły znaleźć zastosowanie także w zachodnich elektrowniach jądrowych. Po roku 1989 ustanowiono ponad 50 „związków bliźniaczych” między elektrowniami jądrowymi na Wschodzie i na Zachodzie. Większości z nich patronuje Światowe Stowarzyszenie Użytkowników Elektrowni Jądrowych (WANO – od ang. World Association of Nuclear Operators) utworzone w roku 1989 i zrzeszające 130 użytkowników elektrowni jądrowych. Wobec tego, że energetyka jądrowa jest niezbędna zarówno dla Ukrainy jak i dla Federacji Rosyjskiej, oba te państwa zaplanowały budowę nowych elektrowni jądrowych. Ukraina uruchomiła bloki z reaktorami WWER o mocy 1000 MWe w elektrowni w Rovno i w elektrowni Chmielnicki, a Rosja planuje intensywną rozbudowę energetyki jądrowej opartą podobnie jak na Ukrainie - na reaktorach WWER 1000, spełniających współczesne wymagania bezpieczeństwa jądrowego. Według informacji PAA opracowanej na podstawie danych z Nuclear Safety Assistance Coordination Centre (Centrum Koordynacji Pomocy w Zakresie Bezpieczeństwa Jądrowego), pomoc udzielona przez Zachód, to w sumie prawie 1 mld USD na ponad 700 projektów związanych z bezpieczeństwem reaktorów w państwach dawnego Bloku Wschodniego. W roku 1998 w ramach umowy z USA postanowiono, że w strefie wyłączonej powstanie międzynarodowe laboratorium radiologiczno-ekologiczne. Paradoksalnie awaria w Czarnobylu wykazała, że energetyka jądrowa jest energetyką bezpieczną. Autorzy porównujący awarię czarnobylską do wybuchu jądrowego obnażają swoją głęboką niewiedzę o bombach. W Czarnobylu śmiertelne zagrożenie wystąpiło w strefie o promieniu 2 km od reaktora, natomiast śmiertelne skażenia po wybuchu bomby jądrowej o sile 1 Mt TNT rozciągają się w strefie o promieniu kilkuset kilometrów. O skutkach długofalowych nawet nie ma co wspominać. Korzyścią dla państw najbardziej poszkodowanych i dla całej społeczności międzynarodowej jest opracowanie zaleceń i programów działań dotykających sfer ekologicznej, zdrowotnej i społeczno-ekonomicznej. Przypomniano znaną z ochrony radiologicznej zasadę ALARA (napromieniowanie powinno być tak małe, jak to rozsądnie osiągalne)19, nakazującą dostosować działania do skali zagrożenia. Tak więc środki pomocowe powinny być 19

Zasada ta, podobnie jak hipoteza LNT, powinna być stosowana w bardzo krytyczny sposób

29

adresowane do osób rzeczywiście poszkodowanych, programy medyczne powinny obejmować osoby faktycznie zagrożone, a osadnictwo, przemysł i rolnictwo powinny wrócić na tereny nadające się do eksploatacji (porzucone często bez potrzeby). Część zaleceń pozostanie zapewne w sferze pobożnych życzeń, ale już samo sformułowanie ich ma swoją wartość. Przykłady takich zbiorów zaleceń można znaleźć w raportach: • raport UNDP, UNICEF, UN-OCHA i WHO z 2002 r. The Human Consequences of the Chernobyl Nuclear Accident: A Strategy and Recovery • The Chernobyl Forum: Chernobyl’s Legacy: Health, Environmental and Socioeconomic Impacts and Recommendations to the Governments of Belarus, the Russian Federation and Ukraine, IAEA 2005 Pytaniem, które można by zadać dzisiaj jest, czy w wypadku podobnej awarii którejś z licznych elektrowni jądrowych w pobliżu naszego kraju władze Polski reagowałyby szybciej, informowały sprawniej, a całość akcji byłaby koordynowana lepiej niż w roku 1986. Na pewno przypadek Czarnobyla wiele nas nauczył, ale odpowiedź na postawione pytanie nie jest wcale jednoznaczna, gdyż doświadczenie pokazuje, że często w obliczu realnej sytuacji misternie skonstruowane plany mogą zawieść. Obecnie w strukturze Państwowej Agencji Atomistyki działa Centrum ds. Zdarzeń Radiacyjnych (CEZAR), które jest podstawową komórką systemu bezpieczeństwa radiacyjnego kraju. W Centrum zainstalowane są bazy danych i systemy informatyczne wspomagania decyzji, które stanowią podstawowe narzędzia do oceny sytuacji radiacyjnej. Centrum systematycznie zbiera informacje o poziomie promieniowania ze stacji monitoringu rozmieszczonych na terenie całego kraju oraz dysponuje ruchomym laboratorium do pomiaru skażeń, wyposażonym w szereg niezbędnych instrumentów pomiarowych oraz ma stały system wczesnego powiadamiania i łączności z odpowiednim systemami utrzymywanymi w Unii Europejskiej. Przy Prezesie PAA działa Służba Awaryjna współdziałająca ze służbami wojewody właściwego dla miejsca zdarzenia. Całodobowo działa też Krajowy Punkt Kontaktowy (KPK) służący wczesnemu powiadamianiu o awarii jądrowej, jak tego wymaga Konwencja MAEA z 1986 roku. KPK zapewnia szybkie uzyskanie informacji o zagrożeniach radiacyjnych mających swe źródło poza granicami Polski, pozwalającej na niezwłoczne podjęcie działań przez Centrum. Funkcje KPK uzupełnia działający w sposób ciągły punkt ostrzegawczy (warning point), którego głównym zadaniem jest przyjmowanie powiadomień o awariach z zagranicy i wysyłanie powiadomień za granicę w razie zaistnienia awarii w kraju. Wreszcie, w Departamencie Bezpieczeństwa Jądrowego i Radiacyjnego PAA działa Wydział Nadzoru i Analiz Obiektów Jądrowych, grupujący specjalistów kompetentnych w zakresie technologii obiektów jądrowych zlokalizowanych w pobliżu granic Polski. Pracownicy Wydziału na bieżąco śledzą stan ich bezpieczeństwa na podstawie dostępnych informacji oraz obserwacji własnych poczynionych podczas wizyt technicznych w tych obiektach. Ich wiedza pozwala na uzyskanie szybkiej, wstępnej oceny sytuacji w pierwszej fazie awarii przy małej liczbie danych i w warunkach niepewności. Organizację obecnego systemu bezpieczeństwa przedstawiono na poniższym schemacie (rys. 16.11). Można mieć zatem nadzieję, że Polska jest obecnie znacznie lepiej przygotowana na wypadek awarii typu czarnobylskiej niż było to w roku 1986.

30

Rys. 16.11 Schemat działania Centrum CEZAR Kończąc ten paragraf warto zauważyć, że odwiedzający dziś skażone tereny wokół Czarnobyla nie mogą się nadziwić bujnej roślinności, wspaniałemu drzewostanowi i obfitości zwierzyny w lasach, rzekom i jeziorom pełnym ryb20. Opuszczone miasto Prypeć stało się sanktuarium dla ponad trzydziestu gatunków ptaków. Zamknięta strefa wokół Czarnobyla stała się wręcz oazą dzikiej przyrody, a niewątpliwie stosunkowo duża zawartość radionuklidów w organizmach przynajmniej niektórych zwierząt żyjących zdrowo w lasach potwierdza nieszkodliwość małych dawek promieniowania. Rośliny i zwierzęta najwyraźniej sobie dobrze radzą z takimi dawkami, czemu więc człowiek ma być gorszy? 16.6 Czy możliwe są jeszcze inne awarie21? 16.6.1 Awarie projektowe i hipotetyczne lub „poza projektowe” Choć wobec nowoczesnych zabezpieczeń, które omówiliśmy w rozdziale VIII, nie grozi nam awaria taka jak w Czarnobylu, są jednak możliwe inne awarie, których prawdopodobieństwo jest tak małe, że w projekcie reaktora nie są one objęte mianem „projektowych”, lecz klasyfikuje się je jak jako „hipotetyczne” lub „poza projektowe”. W przypadku awarii projektowej, w elektrowni muszą istnieć układy bezpieczeństwa wystarczające do tego, by opanować skutki takiej awarii przy założeniu, że jednocześnie z 20

Polecamy tu szczególnie artykuł: R.K.Chesser, R.J.Baker, Growing Up with Chernobyl, American Scientist 94 (2006) 542-549 21 Ostatni paragraf niniejszego rozdziału stanowi zmodyfikowany tekst artykułu A.Strupczewskiego, Czy awaria taka jak w Czarnobylu może powtórzyć się w polskiej elektrowni jądrowej?, Biuletyn PSE, 5 (2006), str. 3

31

wydarzeniem inicjującym awarię, jak np. rozerwanie rurociągu w pierwotnym układzie chłodzenia reaktora, wystąpi jednocześnie zanik zasilania elektrowni energią elektryczną z sieci zewnętrznej, awaria jednego z układów bezpieczeństwa mających przeciwdziałać awarii, np. nie da się uruchomić awaryjny generator Diesla i utracimy przez to wszystkie napędzane nim pompy i zawory, a ponadto inny z układów bezpieczeństwa będzie utracony wskutek zaistniałej awarii, np. układ wtrysku wody chłodzącej będzie wtryskiwał wodę właśnie do miejsca rozerwania obiegu – a więc woda ta będzie praktycznie stracona. W analizach bezpieczeństwa, których całość stanowi raport bezpieczeństwa szczegółowo analizowany i zatwierdzany przez Dozór Jądrowy, należy udowodnić, że przy takich pesymistycznych założeniach będą jeszcze istniały duże zapasy bezpieczeństwa, pozwalające uchronić paliwo reaktora przed zniszczeniem i nie dopuścić do dużych uwolnień radioaktywności poza obudowę bezpieczeństwa. Dawki promieniowania w okolicy elektrowni jądrowych po awariach projektowych muszą pozostać w granicach określonych w przepisach Dozoru Jądrowego jako dopuszczalne, tak że nie będzie potrzeby ewakuacji ludności ani ograniczania produkcji rolnej. W przypadku awarii poza projektowych rozważamy scenariusze, w których poza pierwotną awarią dochodzi do utraty nie tylko jednego, ale wszystkich podukładów bezpieczeństwa, np. wszystkich awaryjnych generatorów Diesla, choć są one niezależne od siebie, umieszczone w osobnych pomieszczeniach, chronione przed pożarem, przed powodzią, wybuchami z zewnątrz, mają niezależne zasilanie itd. Taki scenariusz prowadzi z definicji do pełnej utraty wszelkiego zasilania elektrycznego prądem zmiennym, a więc do utraty możliwości uruchomienia pomp i związanych z nimi układów awaryjnego chłodzenia rdzenia, co prędzej czy później musi doprowadzić do przegrzania paliwa i stopienia rdzenia, a potem do spłynięcia rozżarzonego stopionego paliwa na dno ciśnieniowego zbiornika reaktora. Stwarza to groźbę przetopienia zbiornika reaktora, wypłynięcia stopionego rdzenia do wnętrza obudowy bezpieczeństwa, zniszczenia obudowy i uwolnienia dużych ilości radioaktywności poza teren elektrowni jądrowej. W projektach dawniej budowanych EJ nie rozważano takich hipotetycznych awarii, choć w elektrowniach były układy i cechy bezpieczeństwa pozwalające w dużej mierze przeciwdziałać zagrożeniu. Projektanci wykazywali, że prawdopodobieństwo awarii hipotetycznych jest tak małe – np. raz na milion lat - że można nie zajmować się skutkami takich ewentualnych awariach. Obecnie sytuacja zmieniła się – opracowano procedury działań i wprowadzono środki techniczne pozwalające do ograniczenia skutków nawet awarii hipotetycznych z całkowitym stopieniem rdzenia. Zanim jednak przejdziemy do ich omówienia, zapoznajmy się z odpornością elektrowni jądrowych na awarie projektowe.

16.6.2 Odporność elektrowni jądrowych na awarie projektowe Elektrownie jądrowe budowane w krajach zachodnich od początku rozwoju energetyki jądrowej były projektowane wg zasady, że układy bezpieczeństwa muszą wystarczyć do opanowania awarii w dowolnym elemencie elektrowni, nawet jeśli awaria ta wystąpi w najbardziej niewygodnym dla operatora elemencie i najbardziej niesprzyjającym momencie pracy, a towarzyszyć jej będzie pojedyncze uszkodzenie, które może wystąpić w dowolnym systemie elektrowni, również takim, który przeznaczony jest do opanowania tej właśnie awarii. Dla takich założeń projektant elektrowni musiał opracować scenariusz przebiegu awarii, przyjmując najbardziej niekorzystne założenia, np. że wskutek awarii nastąpi utrata zasilania elektrycznego z sieci zewnętrznej (niezależnie od dodatkowego pojedynczego

32

uszkodzenia postulowanego w dowolnym układzie elektrowni jądrowej) i udowodnić, że istniejące układy bezpieczeństwa wystarczą, by zapewnić wyłączenie elektrowni, jej wychłodzenie i powstrzymanie uwolnień substancji promieniotwórczych. A dowód taki nie był wcale łatwy, bo przeciw projektantowi występowali specjaliści Dozoru Jądrowego, których głównym zadaniem i powodem do chwały było znalezienie słabych punktów w rozumowaniu projektanta i zmuszenie go do dodatkowych środków ostrożności. Taka procedura poprzedzająca wydanie licencji na budowę elektrowni jądrowej trwała zwykle 3-4 lata i wymagała intensywnej pracy wielu specjalistów. Specjaliści dozoru wymagali wiele od projektanta. Według np. przepisów amerykańskich musieli oni w chwili akceptacji projektu podpisać oświadczenie, w którym wyraźnie stwierdzali, że sprawdzili wszystkie cechy bezpieczeństwa projektu (specjalnie omówione w wymaganiach dozoru), i że są w pełni przekonani, że przedstawiony projekt spełnia wszystkie postawione przez dozór wymagania. Poza specjalistami dozoru, bezpieczeństwo elektrowni kwestionowali też eksperci wynajmowani przez organizacje antynuklearne, które korzystając z dotacji państwowych na ten cel prowadziły długie procesy sądowe przeciw budowie elektrowni jądrowych. Pełna jawność projektu i subwencje rządu dla „prostych obywateli” walczących z ”potężnymi organizacjami przemysłu nuklearnego” ułatwiały krytykę rozwiązań przyjmowanych w projekcie i często opóźniały budowę elektrowni, ale też służyły jako środki kontroli projektantów, stale wystawionych na możliwą krytykę społeczną. Chociaż budowa elektrowni jądrowej jest skomplikowana, podstawowy warunek bezpieczeństwa jest bardzo prosty: Póki paliwo jądrowe pozostaje dobrze chłodzone wodą, póty wszelkie zakłócenia w pracy elektrowni powodują znikome skutki dla środowiska i człowieka. Dzieje się tak dlatego, że ogromna większość produktów rozszczepienia znajduje się w pastylkach paliwowych i tylko przegrzanie paliwa i przetopienie jego koszulki może spowodować ich znaczące uwolnienie poza elementy paliwowe. Ucieczka chłodziwa z reaktora, choć powoduje spektakularny wypływ pary, nie stwarza jeszcze poważnego zagrożenia, jeśli paliwo pozostaje dobrze chłodzone i pokryte wodą. Dlatego w przypadku awarii trzeba zrealizować trzy podstawowe zalecenia: • Wyłączyć reaktor (by zmniejszyć intensywność grzania paliwa) • Utrzymać paliwo pod wodą (do tego służą układy awaryjnego zalewania rdzenia) • Uchronić obudowę bezpieczeństwa przed utratą szczelności (by nie dopuścić do ucieczki produktów rozszczepienia). Trudność polega na tym, że te stosunkowo proste wymagania muszą być spełnione we wszystkich warunkach awaryjnych, nawet bardzo mało prawdopodobnych. Jak pamiętamy, reaktory PWR samoczynnie zmniejszają moc przy zaburzeniach chłodzenia, a do wyłączenia reaktora wykorzystujemy siłę ciężkości, tak że pręty bezpieczeństwa zawieszone nad rdzeniem zawsze spadają w dół. Zapewnia to niezawodne wyłączanie reaktora w razie awarii. Dlatego za najtrudniejsze zadanie układów bezpieczeństwa uważa się utrzymanie rdzenia reaktora pod wodą. Głównym zagrożeniem jest rozerwanie obiegu pierwotnego, po którym woda pod ciśnieniem wypływa gwałtownie z reaktora. Powoduje to spadek ciśnienia w obiegu i przemianę wody w parę. Wobec tego, że para odbiera ciepło od paliwa znacznie gorzej niż woda, temperatura paliwa rośnie i jeśli do rdzenia nie dostarczymy wody, może nastąpić przegrzanie paliwa i wydzielenie zeń produktów rozszczepienia. Obieg pierwotny chłodzenia reaktora projektowany jest więc z dużym zapasem bezpieczeństwa, tak by nie groziło mu uszkodzenie ani w przypadku gwałtownych zmian temperatury chłodziwa, ani wskutek wstrząsów sejsmicznych i innych możliwych obciążeń. Wszystkie możliwe stany

33

pracy analizuje się starannie i dobiera się wytrzymałość rurociągów, zaworów i innych elementów zgodnie z najwyższymi wymaganiami stawianymi przez odpowiednie przepisy. Ponadto, jeśli operator wykryje dostatecznie wcześnie przeciek powstały w wyniku pękania rurociągu w obiegu pierwotnym, to może wyłączyć reaktor, obniżyć ciśnienie w tym obiegu, a po wystudzeniu reaktora dokonać potrzebnych napraw. Zapobiega to niebezpieczeństwu awarii i pozbawienia reaktora chłodziwa w czasie, gdy jeszcze generuje on duże ilości ciepła. Dlatego we współczesnej praktyce energetyki jądrowej wprowadzono koncepcję „przecieku przed rozerwaniem”, (ang. Leak before Break – LBB), która wymaga wprawdzie zainstalowania i utrzymywania w pracy dwóch lub trzech czułych i dokładnych układów wykrywania przecieków, ale znakomicie obniża potencjalną częstość rozerwania rurociągów. Dane statystyczne zbierane w elektrowniach jądrowych wskazują, że małe przecieki o powierzchni wypływu wody rzędu kilku milimetrów mogą zdarzać się dość często, około raz na 10 lat pracy reaktora. Nie stanowią one zagrożenia, bo układ napełniania obiegu pierwotnego może bez trudu uzupełniać stan wody w obiegu, ale dają wskazówkę, że należy podjąć działania zaradcze. Większe przecieki są rzadsze, np. przecieki przez uszczelnienia pomp obiegu pierwotnego występują raz na 20-200 lat, rozerwanie rurki wymiany ciepła w wytwornicy pary raz na 100-1000 lat, a małe przecieki, których już nie może pokryć układ uzupełniania obiegu pierwotnego występują około raz na 1000 lat. Duże rozerwanie rurociągu może zdarzyć się raz na około 1000-10 000 lat, ale jeśli w reaktorze wprowadzone są układy wykrywania przecieku przed rozerwaniem, to częstość dużych rozerwań obiegu pierwotnego spada około 100 razy, do raz na milion lat (!) pracy reaktora. Elektrownie jądrowe budowane w krajach OECD były projektowane tak, by nie było znaczących zagrożeń zdrowotnych ani potrzeby ewakuacji ludności dla wszystkich awarii, które mogły zdarzyć się częściej niż raz na 10 000 lat. Dotychczasowe doświadczenie, które obejmuje ponad 10 000 reaktoro-lat pracy reaktorów energetycznych typu PWR, BWR i im podobnych pokazuje, że cel postawiony przed energetyką jądrową22 został osiągnięty już przez obecnie pracujące reaktory. Jedyna awaria z uszkodzeniem rdzenia w elektrowni jądrowej w TMI tylko potwierdza ten fakt. Co więcej, nie każda awaria ze stopieniem rdzenia powoduje duże uwolnienia produktów radioaktywnych poza elektrownię. Przeciwnie, obudowa bezpieczeństwa zapewnia że uwolnienia te mogą wystąpić dużo rzadziej, raz na sto tysięcy lub raz na milion lat.

16.6.3 Skutki awarii projektowych W energetyce jądrowej wprowadzono zasadę, że w przypadku normalnej eksploatacji i zdarzeń oczekiwanych przy normalnej eksploatacji, dawki promieniowania, otrzymane przez człowieka mieszkającego na granicy elektrowni, muszą być bardzo małe, przy awariach zdarzających się rzadko mogą być wyższe, a przy awariach bardzo rzadkich mogą sięgać granic uznanych za dopuszczalne i określonych w przepisach. Całą gamę takich różnych awarii analizuje się w projekcie i określa się je jako awarie projektowe, to jest takie dla których projekt reaktora zapewnia wymagany stopień bezpieczeństwa. W tabeli 16.3 pokazano nie tylko oczekiwaną częstość różnych kategorii awarii, ale i wielkość granicznych dawek promieniowania uznanych za dopuszczalne przy tych awariach. Jak widać, istnieje gradacja skutków dopuszczalnych, o wielkości uzależnionej od częstości awarii. 22

INTERNATIONAL NUCLEAR SAFETY ADVISORY GROUP, Basic Safety Principles for Nuclear Power Plants, Safety Series No 75-INSAG-3, IAEA, Vienna (1988).

34

Tablica 16.3 jądrowej23

Kryteria akceptowalności uwolnień radioaktywnych z elektrowni

Kategoria projektowa

Definicja

1

Normalna eksploatacja Zakłócenia

2 3

4

-

Awarie, mała częstość Awarie, mała częstość

Częstość zdarzeń początkowych

Kryteria akceptowalności i dawki dla osób z grupy krytycznej ludności np. w Belgii Parametry elektrowni jądrowej Dawka mSv W granicach normalnej eksploatacji 0,13 zgodnie ze specyfikacją techniczną 1 na rok do 1 Parametry procesu w granicach 0,5 na sto lat odpowiednich kryteriów akceptowalności 1 na sto do Ograniczone uszkodzenia paliwa. Może 5 10000 lat być konieczne wyłączenie EJ dla inspekcji

b. Poniżej 1 na Utrzymanie geometrii rdzenia 20 10 000 lat pozwalającej na skuteczne chłodzenie, Ponowne uruchomienie EJ może być niemożliwe. Awarie poza Poniżej 1 na Dawniej pomijane w analizach. Obecnie wymaga projektowe 100 000 lat się ograniczenia ich częstości i skutków radiologicznych, przepisy różne w różnych krajach.

16.6.4 Skutki awarii poza projektowych Typową awarią poza projektową była opisana wcześniej awaria w Three Mile Island. Choć w następstwie awarii rdzeń i reaktor zostały uszkodzone tak, że naprawa elektrowni nie była później możliwa, to jednak zbiornik ciśnieniowy reaktora pozostał szczelny, a obudowa bezpieczeństwa zatrzymała produkty rozszczepienia tak skutecznie, że dawki promieniowania poza elektrownią były pomijalnie małe. Nikt nie stracił ani życia, ani zdrowia wskutek awarii w TMI. Pokazało to, że nawet dawniej zbudowane elektrownie posiadają rezerwy bezpieczeństwa pozwalające im na ograniczenie skutków awarii poza projektowych ze stopieniem rdzenia. Jednocześnie awaria w TMI pokazała, że błędy ludzkie są możliwe, a w warunkach awaryjnych szybkie zrozumienie zachodzących procesów awaryjnych może być trudne i prowadzić do fatalnych błędów. Rozpoczęto więc analizy by sprawdzić, czy możliwe jest stworzenie procedur postępowania chroniących operatora przed popełnianiem błędów. Jednocześnie do projektowanych, a także do istniejących reaktorów wprowadzano dodatkowe zabezpieczenia by utrzymać uwolnienia radioaktywności pod kontrolą nawet przy najcięższych możliwych awariach hipotetycznych. Prace te trwały przez wiele lat i odporność elektrowni jądrowych na awarie poza projektowe stopniowo rosła. W końcu XX wieku w praktyce krajów Unii Europejskiej przyjęto, że cechy i układy bezpieczeństwa powinny wystarczać nie tylko do opanowania awarii projektowych, ale także poza projektowych, by uniknąć dużych uwolnień materiałów radioaktywnych poza obudowę bezpieczeństwa. Obecnie, po ponad 25 latach od chwili awarii w TMI, istnieją już 23

Kingdom of Belgium, Third Meting of the Contracting Parties to the Convention on Nuclear Safety, National Report, Sept. 2004

35

opracowane w UE i w USA projekty nowoczesnych reaktorów (zwanych reaktorami III generacji), które zapewniają bezpieczeństwo okolicznej ludności nawet w razie ciężkich awarii ze stopieniem rdzenia. Przepisy określające wymagania bezpieczeństwa na wypadek awarii poza projektowych są różne w różnych krajach. W Finlandii, budującej obecnie dużą elektrownię jądrową EPR o mocy 1500 MWe, Decyzja Rady Państwa stanowi, że wielkością graniczną dla uwolnień substancji promieniotwórczych w przypadku poważnej awarii jest uwolnienie, które nie spowoduje ani ostrych szkód zdrowotnych wśród osób z ogółu ludności w sąsiedztwie elektrowni, ani długotrwałych ograniczeń w wykorzystaniu dużych obszarów gleby i wody. Dla zaspokojenia wymagania dotyczącego skutków długotrwałych, wielkością graniczną dla uwolnień substancji promieniotwórczych jest w przypadku cezu-137 wielkość 100 TBq. Łączny opad promieniotwórczy złożony z substancji innych niż 137Cs nie może spowodować długoterminowo – po upływie 3 miesięcy od chwili awarii - zagrożenia większego niż wynikałoby z uwolnienia cezu odpowiadającego wymienionej powyżej wielkości granicznej. Możliwość nie wypełnienia tego wymagania w przypadku poważnej awarii musi być krańcowo mała. Zgodnie z wytycznymi dozoru jądrowego Finlandii oznacza to, że prawdopodobieństwo poważnej awarii, powodującej zagrożenie większe niż określone powyżej, musi być mniejsze niż 1 na 2 miliony lat eksploatacji reaktora24 . W Wielkiej Brytanii jako ciężką awarię przyjmuje się awarię ze stopieniem rdzenia powodującą uwolnienie poza obudowę bezpieczeństwa 200 TBq cezu 137Cs, co odpowiada dawce 100 mSv dla osoby najbardziej narażonej W innych krajach Unii Europejskiej wymagania są podobne, ale określane w różny sposób, głównie poprzez definiowanie dopuszczalnych uwolnień radioaktywności i ich częstości. Dla ujednolicenia tych wymagań Organizacje Techniczne Dozoru Jądrowego w UE oraz Towarzystwa Energetyczne UE ustaliły25 wartości progowe uwolnień tak, by osiągnąć następujące cele: • W odległości ponad 800 m od reaktora wczesne uwolnienia z obudowy bezpieczeństwa wymagają tylko minimalnych działań interwencyjnych • Nie potrzeba długotrwałych działań interwencyjnych, takich jak tymczasowa ewakuacja ludności, w żadnym momencie po awarii w odległości większej niż 3 km od reaktora • Nie potrzeba działań długoterminowych obejmujących długotrwałe (ponad rok) przesiedlenie ludności w odległości większej niż 800 m od reaktora. Czwarty cel wiąże się z ograniczeniem potencjalnych skutków ekonomicznych poważnej awarii. Ograniczenie spożycia żywności i zbiorów powinno być ograniczone co do skali czasowej i terytorialnej. Jest to kryterium związane ze skutkami ekonomicznymi i z akceptacją społeczną energetyki jądrowej, natomiast nie związane z bezpieczeństwem ludzi, bo dla uchronienia ich przed zagrożeniem na drodze pokarmowej wystarcza wdrożenie przepisów państwowych i międzynarodowych oraz norm określających dopuszczalne skażenie produktów żywnościowych. Wg wymagań energetyki jądrowej, elektrownia jądrowa winna spełnić następujące kryteria probabilistyczne: • Łączna częstość uszkodzeń rdzenia poniżej jednego na sto tysięcy lat; • Łączna częstość przekroczenia kryteriów ograniczonego oddziaływania raz na milion lat; 24

Decision of the Council of State on the general regulations for the safety of nuclear power plants, Radiation and Nuclear Safety Authority Publications, Legislation and Decrees, 14 Feb. 1991/395 25 European Utility Requirements For LWR Nuclear Power Plants, Revision C, April 2001

36

• Znacznie mniejsza łączna częstość wcześniejszych lub większych uwolnień awaryjnych.

Tabela 16.4 Działania interwencyjne i wartości dawek, które mogą być otrzymane w wyniku zaniechaniu tych działań Wielkość dawki, która może być otrzymana przy Rodzaj działań interwencyjnych zaniechaniu działań interwencyjnych Wartość Rodzaj dawki W czasie 100 mSv* efektywna 7 kolejnych dni Ewakuacja 10 mSv* efektywna 2 kolejne dni Pozostanie w pomieszczeniach zamkniętych 100 mGy Na tarczycę Podanie jodu stabilnego 30 mSv* Efektywna 30 dni Czasowe przesiedlenie 10 mSv* efektywna 30 dni po 2 latach Stałe przesiedlenie ludności od wypadku 1000 mSv* efektywna Całe życie** Stałe przesiedlenie ludności Gdy poziom zawartości substancji Zakaz spożywania skażonej żywności promieniotwórczych w żywności przekracza wartości podane w załączniku 1 do rozporządzenia22 Gdy poziom zawartości cezu w paszy lub wodzie Zakaz żywienia i pojenia zwierząt skażoną przekracza wartości podane w załączniku 2 do żywnością i wodą oraz wypasu bydła na terenie rozporządzenia22 skażonym *Z wyłączeniem dawki otrzymywanej drogą pokarmową **Dla dorosłych - 50 lat, dla dzieci – 70 lat.

W uzupełnieniu można dodać, że w Polsce obowiązują wartości poziomów interwencyjnych dla poszczególnych rodzajów działań interwencyjnych26 na wypadek ciężkich awarii podane w tablicy 16.4 i zgodne z obecnymi zaleceń MAEA27. Warto zwrócić uwagę, że wielkości dawek uzasadniających trwałe przesiedlenie ludności ustalono jako równe 1 Sv w ciągu życia, a więc na poziomie znacznie wyższym niż stosowany przez władze radzieckie po awarii w Czarnobylu. Zapewnia to uniknięcie błędnych decyzji, takich jak przesiedlenie ludności z terenów wokoło Czarnobyla, na których moce dawki były niższe niż w Finlandii, w masywie centralnym Francji i w wielu rejonach świata. Wielkości te zgadzają się z wielkościami dawek podanymi w wytycznych bezpieczeństwa MAEA uzgodnionych przez takie organizacje międzynarodowe, jak FAO, ILO, NEA, PAHO i WHO.

16.6.5 Jak zabezpiecza się EJ przed uwolnieniami radioaktywności przy ciężkich awariach? Przy rozpatrywaniu ciężkiej awarii przyjmuje się jako założenie, że wskutek nieprzewidzianych uszkodzeń układów bezpieczeństwa (gdybyśmy mogli je przewidzieć, to byśmy się przed nimi zabezpieczyli!) oraz błędów ludzkich doszło do uszkodzenia i stopienia 26

Rozporządzenie Rady Ministrów z dnia 27 kwietnia 2004 r. w sprawie wartości poziomów interwencyjnych dla poszczególnych rodzajów działań interwencyjnych 27 IAEA. (1994). Safety Series No. 109, Intervention criteria in a nuclear or radiation emergency. STI/PUB/900. IAEA, Vienna. pp. 117.

37

rdzenia. Dalszy scenariusz zależy od rodzaju awarii, a przy rozpatrywaniu przewidywanego scenariusza uwzględnia się cechy bezpieczeństwa reaktora i rzeczywiste rozwiązania jego układów bezpieczeństwa, a także możliwe działania i błędy operatora. Zasadniczym celem jest ograniczenie rozprzestrzeniania produktów rozszczepienia, po pierwsze przez obronę zbiornika reaktora przed przetopieniem, a po drugie - przez obronę szczelności obudowy bezpieczeństwa. 16.6.5.1 Ochrona zbiornika reaktora przed przetopieniem W czasie awarii w TMI rdzeń uległ stopieniu i spłynął na dno zbiornika, ale nie zdołał przetopić dna zbiornika, zbiornik pozostał szczelny i stopiony materiał rdzenia nie wydostał się do obudowy. Zmniejszyło to znacznie zagrożenie po awarii. Analizy po awarii wykazały, że zbiornik został uratowany dzięki temu, że podczas awarii udało się uruchomić na kilka minut pompy obiegu pierwotnego, które wprowadziły do zbiornika kilkanaście metrów sześciennych wody. Chociaż następnie pompy zostały wyłączone, wystarczyło to do uchronienia dna zbiornika przed przetopieniem. Obecnie stosowana strategia obrony w razie poważnej awarii w pierwszym etapie zmierza do jak najszybszego obniżenia ciśnienia wewnątrz zbiornika, by umożliwić dostarczenie doń wody z różnych źródeł, również i tych, w których woda znajduje się pod niskim ciśnieniem. Jeśli się to powiedzie, szczelność zbiornika będzie uratowana. Gdyby jednak po obniżeniu ciśnienia zbiornik został przetopiony, to przy niskim ciśnieniu energia wypływającego zeń stopionego materiału byłaby znacznie mniejsza a w ślad za tym maleje niebezpieczeństwo gwałtownego rozproszenia materiału rdzenia w obudowie i nagłego rozerwania obudowy w chwili przetopienia zbiornika. Dlatego w nowo budowanych reaktorach instaluje się układ zaworów bezpieczeństwa o dużej przepustowości, które można otwierać zdalnie i utrzymywać w położeniu otwartym, dopóki ciśnienie w obiegu pierwotnym nie spadnie do wartości bliskich ciśnienia w obudowie. W reaktorach już zbudowanych trwa proces wymiany zaworów bezpieczeństwa na nowe, pozwalające na realizowanie procesu zasilania obiegu wodą i upuszczania z niego pary wodnej (feed and bleed) aż do chwili osiągnięcia pożądanego spadku ciśnienia. Oceny bezpieczeństwa wykazały, że taka strategia pozwala na dziesięciokrotne obniżenie zagrożenia związanego z rozerwaniem obudowy bezpieczeństwa28.

16.6.5.2 Obrona przed wybuchem wodoru. W elektrowni jądrowej nie ma znaczących ilości wolnego wodoru, ale jest woda. Wobec tego, że rozpatrujemy ciężką awarię, musimy założyć, że temperatura w rdzeniu wzrośnie bardzo wysoko. Wolny wodór H2 powstaje wskutek reakcji pary wodnej z rozżarzonym cyrkonem w rdzeniu. Intensywność reakcji Zr + 2 H2O → ZrO2 + H2 wzrasta z temperaturą. W czasie awarii w TMI doprowadziło to do powstania wodoru w ilości wystarczającej do samorzutnego spalenia go we wnętrzu obudowy, co zaobserwowano jako skokowy wzrost ciśnienia w obudowie. 28

GRS 89: “Deutsche Risikostudie Kernkraftwerke Phase B“, Gesellschaft für Reaktorsicherheit (GRS) mbH, GRS 72 (Juni 1989).

38

Jeśli nastąpi wypływ stopionego rdzenia poza zbiornik reaktora, to wodór uwolni się także wskutek reakcji stopionego rdzenia z betonem. Grozi to wzrostem frakcji wodoru powyżej 4,1%, przy których następuje spalanie, a nawet powyżej 10%, przy których może dojść do wybuchu wskutek gwałtownego łączenia wodoru z tlenem. Sama wielkość frakcji wodoru nie decyduje jednak o zagrożeniu. Zdolność do gwałtownego spalania, prowadzącego do wybuchu, zależy też od zawartości pary wodnej i tlenu. Przy wzroście zawartości pary wodnej możliwości spalania wodoru maleją, a powyżej 60% pary wodnej wybuch już nie grozi, niezależnie od tego, ile wodoru jest w tym momencie w atmosferze. Z drugiej strony, jeśli brakuje tlenu, to wodór nie może ulegać spalaniu i przy zawartości tlenu poniżej 5% również wybuch jest niemożliwy. Znajomość tych progów i mierzenie aktualnej zawartości pary wodnej, tlenu i wodoru pozwala operatorowi wybierać strategię działania chroniącą przed wybuchem wodoru. Przykład takiej skutecznej strategii pokazany jest na rys. 16.12. W przypadku przedstawionego na nim scenariusza awarii do wybuchu wodoru nie dochodzi, bo w pierwszej fazie wodoru jest zbyt mało, potem frakcja tlenu spada poniżej wartości progowej, a następnie frakcja pary wodnej rośnie powyżej 60%. Gdy po wielu godzinach stężenie wodoru osiąga próg, przy którym mogłoby dojść do wybuchu, w obudowie nie ma już dość tlenu i jest zbyt dużo pary wodnej.

Frakcja obj.

Przykład ochrony przed wybuchem wodoru po LOCA w EJ z reaktorem PWR w dużej suchej obudowie bezp.

0.6

para wodna/ 55 %

0.5

Próg parowy

0.4

Frakcja pary Frakcja H2 Frakcja O2

0.3 0.2

Za mało O2

Za mało H2 H2 / 10 %

0.1 0.0 0

O2 / 5 % 10

20

30 Czas, godz

40

50

60

Rys. 16.12 Przebieg zmian zawartości pary wodnej, tlenu i wodoru w suchej dużej obudowie bezpieczeństwa po ciężkiej awarii w elektrowni jądrowej, w wyniku której nie ma groźby wybuchu wodoru29

29

Sartmadjiev A.: Severe Accident Analyses for Temelin NPP, DTR-ENPR-0259, Sofia, 5.7.2003; LOCA jest skrótem od ang. Loss of Cooling Accident – zdarzenie polegajace na utracie chłodzenia

39

Jednakże ten stan względnego bezpieczeństwa nie jest trwały, bo jeśli uruchomimy układ zraszania obudowy bezpieczeństwa dla usunięcia z niej ciepła generowanego przez długi czas po wyłączeniu reaktora, to para ulegnie skropleniu i jej frakcja gwałtownie zmaleje. Odpowiednio wzrośnie też frakcja objętościowa tlenu. Ponadto, prędzej czy później obudowę trzeba będzie rozszczelnić i otworzyć, więc pozostawienie w niej dużych ilości wodoru nie może być traktowane jako rozwiązanie docelowe. Aby usunąć bezpiecznie wolny wodór, w obudowach bezpieczeństwa instaluje się układy do katalitycznej rekombinacji wodoru z tlenem, które działają w sposób ciągły począwszy od niskich stężeń wodoru (już od około 2%) i zapewniają usunięcie znacznej części wodoru z atmosfery zanim dojdzie do detonacji. Wielką zaletą takich układów jest to, że nie potrzeba zasilać ich energią elektryczną. Gdy mieszanina wodoru i tlenu znajdzie się w kontakcie z katalizatorem, wodór spala się tworząc parę wodną, a wydzielane przy tym ciepło zapewnia dobrą cyrkulację atmosfery w konwekcji naturalnej i wysoką wydajność rekombinacji. Przykład wpływu rekombinacji na zawartość wodoru w obudowie podczas ciężkiej awarii widać na rysunku 16.13. Krzywe na rysunku, poczynając od góry, przedstawiają kolejno całkowitą ilość wodoru wydzieloną do obudowy wskutek utleniania cyrkonu w rdzeniu i wskutek reakcji stopionego rdzenia z betonem, ilość usuniętą z atmosfery w obudowie wskutek działania układów rekombinacji katalitycznej oraz ilość pozostającą w atmosferze w obudowie.

Masa H2, kg

EJ z PWR po LOCA w dużej suchej obudowie bezp.

3500

H2 w powietrzu H2 połączony z tlenem H2 razem

3000 2500 2000 1500 1000 500 0 0

10

20

30 Czas [godz]

40

50

60

Rys. 16.13 Masa wodoru w obudowie po LOCA29

We współczesnych elektrowniach jądrowych w Unii Europejskiej instaluje się z zasady układy rekombinacji wodoru. W nowych typach reaktorów w UE układy rekombinacji 40

wodoru są uważane za niezbędną część wyposażenia elektrowni. Elektrownie jądrowe w krajach dawnego Związku Radzieckiego wyposaża się w takie układy przy pomocy finansowej Unii Europejskiej. Warto pamiętać, że trudności w stworzeniu systemu bezpieczeństwa zapewniającego zatrzymanie produktów rozszczepienia wewnątrz obudowy bezpieczeństwa wynikają stąd, że w razie ciężkiej awarii zakładamy z definicji utratę wielu systemów bezpieczeństwa, które przecież są zaprojektowane i zbudowane tak, aby działały w pełni niezawodnie. Ale gdyby były one niezawodne, awaria nie byłaby ciężka – więc autorzy analiz przyjmują, że np. zabraknie energii elektrycznej, mimo zasilania elektrowni z układu potrzeb własnych, z dwóch niezależnych sieci zewnętrznych i z trzech niezależnych awaryjnych generatorów Diesla. Podobnie przyjmuje się, że może zabraknąć wody w obiegu chłodzenia reaktora, mimo wszystkich zabezpieczeń przed rozerwaniem obiegu pierwotnego, podejmowanych zarówno na etapie projektowania jak i na etapie eksploatacji, a także mimo istnienia układu chłodzenia wysoko, średnio i nisko ciśnieniowego z wieloma równoległymi i niezależnymi podukładami. Dlatego np. wprowadzamy układy rekombinacji katalitycznej wodoru, które działają bez zasilania elektrycznego, lub tworzymy układy z konwekcją naturalną, pozwalające na odbiór ciepła od reaktora do atmosfery bez udziału pomp i zaworów, a więc niezależne od dostaw energii z zewnątrz. Omówienie pełnego zestawu działań i środków technicznych stosowanych w nowoczesnych reaktorach dla ograniczenia skutków hipotetycznie możliwych ciężkich awarii poza projektowych nie jest naszym celem. Dla zilustrowania stosowanych środków przytoczymy poniżej tylko dwa rozwiązania techniczne: jedno - stosowane w reaktorze EPR30 dla ochrony obudowy bezpieczeństwa przed przetopieniem jej dna przez stopiony, rozżarzony rdzeń, oraz drugie – stosowane w reaktorze AP 1000 dla długotrwałej ochrony obudowy bezpieczeństwa.

16.6.5.3 Elektrownia jądrowa z reaktorem EPR Obudowa bezpieczeństwa w reaktorze EPR jest skonstruowana w taki sposób, aby nie groziło jej rozerwanie wskutek nadmiernego wzrostu ciśnienia gazów we wnętrzu obudowy. Wobec tego, że przy topieniu rdzenia w wysokich temperaturach cyrkon, stanowiący koszulki prętów paliwowych,reaguje z parą wodną powodując uwolnienie wodoru, we wnętrzu obudowy EPR rozmieszcza się układy katalitycznej rekombinacji wodoru o dużej wydajności, chroniące przed nadmiernym wzrostem stężenia wodoru i ewentualnym jego wybuchem. W razie długotrwałego braku odbioru ciepła generacja mocy powyłączeniowej powoduje nagrzewanie stopionego rdzenia, a co za tym idzie również nagrzewanie gazów we wnętrzu obudowy bezpieczeństwa i wzrost ich ciśnienia. Mogłoby to spowodować wzrost ciśnienia powyżej wartości dopuszczalnej w obudowie. W reaktorze EPR przewidziano układ kontrolowanego upuszczania nadmiaru gazów do atmosfery, zaopatrzony w zespół filtrów, które usuwają z odpływających gazów produkty rozszczepienia, takie jak jod i cez, chroniąc w ten sposób otoczenie przed zagrożeniem radioaktywnym. Te i inne środki techniczne chronią obudowę przed zniszczeniem wskutek nadmiernego ciśnienia gazów wewnątrz obudowy.

30

od ang. European Pressurized Reactor – Europejski reaktor (wysoko)ciśnieniowy

41

Pozostaje jednak jeszcze bardzo trudny problem uchronienia przed zniszczeniem fundamentu obudowy bezpieczeństwa w przypadku, gdyby stopiony rdzeń wypłynął ze zbiornika i rozlał się na dnie obudowy31. Chociaż oddziaływanie stopionego materiału rdzenia z betonem badano wielokrotnie w małej i średniej skali, trudno było jednak uzyskać pełne rozeznanie, gdyż temperatura stopionego rdzenia wynosi powyżej 2000oC, a modelowanie zjawisk w tak wysokich temperaturach jest bardzo trudne. W reaktorach obecnie już zbudowanych przetopienie dna obudowy traktuje się jako jedną z podstawowych dróg przenikania stopionego rdzenia na zewnątrz, do otoczenia. Na szczęście jest to proces powolny, przepalenie dna obudowy następuje dopiero po kilku dniach od chwili awarii. Ponadto nawet po przetopieniu dna obudowy materiał radioaktywny nie ma bezpośredniego dostępu do atmosfery, bo dno znajduje się kilka metrów pod ziemią, tak że produkty rozszczepienia wypływają wprawdzie z obudowy ale są skutecznie zatrzymywane przez warstwę fundamentową wokoło obudowy bezpieczeństwa. Zmniejsza to znacznie narażenie okolicy reaktora. Tym niemniej, w dotychczas budowanych elektrowniach jądrowych niebezpieczeństwo przetopienia fundamentu obudowy bezpieczeństwa istniało. W reaktorze EPR projektanci postanowili dołożyć starań by ochronić dno obudowy przed przetopieniem i zatrzymać stopiony rdzeń w obudowie.

16.6.5.4 Zapobieganie przetopieniu obudowy bezpieczeństwa przez stopiony rdzeń w elektrowni jądrowej z EPR W reaktorze EPR, nawet w bardzo mało prawdopodobnym przypadku stopienia rdzenia i przebicia przezeń zbiornika reaktora, w którym się rdzeń znajduje, stopione materiały pozostaną zamknięte. Schemat pomieszczeń i układów służących do ukierunkowania przepływu stopionego rdzenia i jego wychłodzenia pokazano na rys. 16.14.

Rys. 16.14 Układ chwytacza stopionego rdzenia w EJ z EPR. 1) rdzeń reaktora, 2) zbiornik ciśnieniowy reaktora, 3) pokrywa przetapiana przez rdzeń, 4) dno tunelu przelewowego, 5) beton fundamentów obudowy bezpieczeństwa, 6) tunel przelewowy, 7) materiał ogniotrwały ZrO2, 8) chłodzenie wodne chwytacza, 9) warstwa powierzchniowa przeznaczona na wytopienie, 10) chwytacz rdzenia - basen dla stopionego rdzenia.

Ostateczne schładzanie stopionego rdzenia odbywa się w specjalnym pomieszczeniu zwanym chwytaczem rdzenia, umieszczonym w obudowie bezpieczeństwa pod zbiornikiem reaktora. Stopiony rdzeń zbiera się w obszarze retencji na dnie studni reaktora. Pod obszarem retencji 31

jakby początek tzw. Syndromu Chińskiego, kiedy to rdzeń przetapia się przez podstawę, a następnie przez kulę ziemską. Taki efekt w filmie z gatunku science fiction, powstałym wkrótce po awarii w TMI, przyczynił się znacznie do paniki ludności po tej awarii i zahamowania rozwoju reaktorów w USA po tej awarii

42

znajduje się pokrywa, która w razie jej przetopienia pozwala stopionemu materiałowi rdzeniowemu przepłynąć przez krótki tunel przelewowy do specjalnie zaprojektowanego pomieszczenia znajdującego się na dnie obudowy bezpieczeństwa pod zbiornikiem reaktora. Pomieszczenie to jest wyłożone materiałami ogniotrwałymi i specjalnie chłodzone, by uchronić je przed przegrzaniem i przetopieniem przez rdzeń wydzielający ciepło powyłączeniowe. Przepływ stopionego materiału rdzeniowego i początek jego chłodzenia zachodzi bez potrzeby uruchamiania jakichkolwiek elementów aktywnych. Dzięki temu rozwiązaniu, nawet awaria ze stopieniem rdzenia nie spowoduje wypływu stopionego materiału poza obudowę bezpieczeństwa. Bezpośrednie otoczenie elektrowni, gleba i wody podskórne są w pełni chronione. 16.6.5.5 Reaktor AP 100032 Układy bezpieczeństwa w reaktorze AP1000 działają na zasadzie pasywnej, zapewniając odbiór ciepła od rdzenia i chłodzenie obudowy bezpieczeństwa przez długi czas bez zasilania prądem zmiennym i nie wymagają działania operatora przez 3 doby. Nie ma w nich elementów czynnych (jak pompy, wentylatory lub generatory z silnikami Diesla), a działanie AP1000 nie wymaga systemów pomocniczych zakwalifikowanych do systemów bezpieczeństwa (takich jak zasilanie prądem zmiennym, chłodzenie elementów systemów bezpieczeństwa, odpowiedzialna woda techniczna, wentylacja i klimatyzacja). Dzięki temu wyeliminowano zaliczone do układów bezpieczeństwa awaryjne generatory z silnikami Diesla i cały kompleks potrzebnych dla nich podsystemów, jak sprężone powietrze potrzebne do ich uruchomienia, zbiorniki paliwa i pompy, a także system poboru powietrza i usuwania spalin. Pasywne systemy bezpieczeństwa obejmują układ pasywnego wtrysku chłodziwa do reaktora, pasywny układ odbioru ciepła powyłączeniowego i pasywny układ chłodzenia obudowy bezpieczeństwa. Ten ostatni układ jest specyficznym rozwiązaniem charakterystycznym dla reaktorów AP600 i AP1000 i opisany jest poniżej. Liczba i złożoność działań operatora potrzebnych do kontroli systemów bezpieczeństwa są tu zredukowane do minimum. Ogólna strategia polega raczej na eliminowaniu akcji operatora, a nie na ich automatyzacji33. Ważnym elementem bezpieczeństwa reaktora AP1000 jest układ automatycznej redukcji ciśnienia w obiegu pierwotnym, który w przypadku hipotetycznych awarii poza projektowych zapewnia szybkie i niezawodne obniżenie ciśnienia w rdzeniu, aby umożliwić zalanie rdzenia wodą z układów niskociśnieniowych i wykluczyć niebezpieczeństwo rozerwania zbiornika reaktora pod wysokim ciśnieniem. Zalanie rdzenia wodą w reaktorze AP 1000 może nastąpić zawsze, a zapasy wody znajdują się do dyspozycji wewnątrz obudowy bezpieczeństwa. Co więcej, zbiornik reaktora zostaje od zewnątrz zalany wodą, tak że ciepło wydzielane w paliwie odbierane jest przez wodę z całej zewnętrznej powierzchni zbiornika reaktora. Aby mieć pewność, że niezależnie od typu awarii będzie dość wody, by zalać rdzeń i zbiornik reaktora, zbiornik z wodą umieszczony jest bezpośrednio wewnątrz obudowy, powyżej rdzenia, i w razie awarii woda wycieka zeń pod działaniem siły ciężkości. Jest jej dostatecznie dużo, by wypełniła dolną część obudowy, gdzie znajduje się zbiornik. Zabezpiecza to przed przegrzaniem zbiornika i paliwa. Ciepło wydzielane w rdzeniu nie powoduje już przegrzewu paliwa, a tylko wrzenie i odparowanie wody. Ale para wodna wypełnia obudowę bezpieczeństwa, i w miarę upływu czasu musi przejmować ciepło z rdzenia. 32

Reaktor amerykański f-my Westinghouse Markus Nie: Temporary Melt Retention in the Reactor Pit of the European Pressurized Water Reactor (EPR), Institut für Kernenergetik und Energiesysteme, Universität Stuttgart, Februar 2005. 33

43

1 2 3 4

5

7

6

Rys. 16.15 Obudowa bezpieczeństwa reaktora AP1000 z pasywnym układem odbioru ciepła34 . 1) komin dla odpływu powietrza w konwekcji naturalnej, 2) zbiornik wody do zwilżania powłoki obudowy bezpieczeństwa przez spływ pod działaniem siły ciężkości, 3) parowanie warstwy wodnej, 4) wlot powietrza chłodzącego z zewnątrz, 5) stalowa powłoka obudowy, 6) pierścieniowa szczelina powietrzna, 7) wewnętrzne skraplanie pary i konwekcja naturalna

W przypadku awarii uważanych za awarie projektowe w elektrowni jądrowej dysponujemy zasilaniem elektrycznym, zapewnionym przez wiele układów zasilania, zarówno przeznaczonych do normalnej pracy jak i do warunków awaryjnych. Ale w razie ciężkiej 34

Wright R.F. AP1000 Containment Design and Safety Assessment, ICONE 9516, Proc. Of ICONE 9, 9th International Conference on Nuclear Engineering, April 8-12, 2001, Nice, France

44

awarii przyjmujemy jako założenie, że wszystkie te układy przestają pracować. Jak więc odebrać ciepło od obudowy bezpieczeństwa? Gdyby brak było odbioru ciepła, to po kilku dniach ciągłego braku energii elektrycznej (nieprawdopodobne – ale możliwe) temperatura gazów wewnątrz obudowy wzrosła by tak bardzo, że ich ciśnienie spowodowałoby rozerwanie obudowy. W wielu elektrowniach jako dodatkowe zabezpieczenie na wypadek ciężkiej awarii stosuje się specjalną linię zasilania łączącą elektrownię jądrową z pobliską hydroelektrownią, wydzieloną poza normalne zasilanie sieciowe. W innych zapewnia się dodatkowe przewoźne generatory Diesla. W AP1000 przyjęto rozwiązanie bardziej eleganckie, uniezależniające elektrownię jądrową od jakichkolwiek zewnętrznych źródeł zasilania elektrycznego. Obudowa bezpieczeństwa reaktora AP1000 pokazana jest na rys. 16.15. Składa się ona z dwóch warstw: wewnętrznej powłoki stalowej zapewniającej szczelność i zewnętrznej grubej powłoki betonowej, zatrzymującej promieniowanie bezpośrednie i chroniącej obudowę przed przebiciem z zewnątrz. Średnica obudowy stalowej wynosi 39,6 m a wysokość 65,6 m. Grubość powłoki stalowej wynosi 4,45 cm, a maksymalne ciśnienie projektowe 5,1 bara. Zasadniczym elementem pasywnego układu chłodzenia obudowy bezpieczeństwa jest zbiornik wody chłodzącej umieszczony na szczycie obudowy bezpieczeństwa. Po sygnale o wystąpieniu wysokiego ciśnienia wewnątrz obudowy zawory pod tym zbiornikiem otwierają się i woda chłodząca zaczyna spływać po zewnętrznej powierzchni stalowej powłoki obudowy bezpieczeństwa. Wystarcza to do odbioru ciepła powyłączeniowego z reaktora. Para generowana w rdzeniu skrapla się na wewnętrznej powierzchni powłoki stalowej i skropliny powracają do miski ściekowej obudowy bezpieczeństwa, skąd pompowane są ponownie do rdzenia. Ciepło przewodzone przez powłokę stalową odbierane jest przez odparowanie wody spływającej po zewnętrznej powierzchni powłoki, co zapewnia utrzymanie ciśnienia wewnątrz obudowy w przedziale ciśnień projektowych. Powłoka betonowa otaczająca wolno stojącą powłokę stalową tworzy pierścieniową drogę przepływu powietrza, które napływa przez otwory wentylacyjne w pobliżu szczytu obudowy i spływa ku dołowi wzdłuż przegrody między powłoką betonową a powłoką stalową. W pobliżu podstawy obudowy kierunek przepływu powietrza zmienia się o 180o i powietrze wpływa do mniejszego pierścienia między przegrodą a powłoką stalową. Powietrze płynie ku górze, grzane przez stalową obudowę i wypływa przez komin na szczycie obudowy bezpieczeństwa. Połączenie odparowania ściekającej wody i chłodzenia przez powietrze płynące w układzie konwekcji naturalnej zapewnia skuteczny odbiór ciepła z zewnętrznej powierzchni powłoki stalowej. Dzięki tym rozwiązaniom, rdzeń reaktora pozostaje zawsze pod wodą, zbiornik zalany wodą od zewnątrz jest chroniony przed przegrzaniem, a samoczynne chłodzenie obudowy bezpieczeństwa zapewnia, że nawet w sytuacji ciężkiej awarii reaktora AP1000, z długotrwałą utratą zasilania w energię elektryczną ze wszystkich źródeł, nie będzie uwolnień znaczących ilości produktów rozszczepienia i zagrożenia okolicy. Te ulepszenia w dziedzinie bezpieczeństwa dały wyniki w postaci znacznego zmniejszenia prawdopodobieństwa awarii z uszkodzeniem rdzenia. Według wymagań amerykańskich powinno ono być mniejsze od 10-4 na rok, obecnie pracujące elektrownie jądrowe osiągają wskaźnik około 5⋅10-5/rok, wg wymagań towarzystw energetycznych prawdopodobieństwo uszkodzenia rdzenia powinno być niższe niż 1⋅10-5/rok, a reaktor AP1000 zapewnia, że nie przekroczy ono 2,5⋅10-7/rok, a więc jest ono 400 razy mniejsze od wymagań amerykańskiego NRC (National Regulatory Committee). Na rys. 16.16 pokazujemy możliwe częstości ciężkich awarii.

45

Częstość ciężkich aw arii w EJ 0.0001 0.00005

1/reaktoro-rok

0.00009 0.00008 0.00007 0.0001

0.00006

0.00001

0.00005

0.0000003

0.00004 0.00003 0.00002 0.00001 0 Wym agania dozoru jądrow ego USA

Obecne EJ

Wym agania Wskaźnik dla energetyki AP 1000 jądrow ej

Rys. 16.16 Częstotliwość ciężkich awarii z uszkodzeniem rdzenia w USA i w AP100026

16.6.5.7 Podsumowanie Jak widać, w podejściu przemysłu jądrowego do możliwych awarii wiele się zmieniło. Dziś nie ograniczamy się do oświadczenia, że przecież, jeśli ulegnie uszkodzeniu jeden element, to mamy drugi, a nawet i trzeci i czwarty, działający na innej zasadzie i w pełni niezależnie, a więc nie mogący również ulec jednocześnie uszkodzeniu. W analizach ciężkich awarii analizuje się wszystkie, nawet pozornie najbardziej nieprawdopodobne kombinacje uszkodzeń i błędów człowieka, a przede wszystkim możliwości uszkodzeń wielu elementów z powodu wspólnej przyczyny. I w konsekwencji – niezależnie od zapobiegania takim możliwościom w fazie projektu lub potem w fazie eksploatacji – dochodzimy do scenariuszy ze stopieniem rdzenia i towarzyszącymi mu poważnymi następstwami. Stopienie rdzenia nie oznacza jednak wydzielenia produktów rozszczepienia poza elektrownię. Warto pamiętać, że w przypadku jedynej poważnej awarii, jaka wystąpiła w reaktorach PWR i BWR, a mianowicie awarii w TMI, gdzie rdzeń i reaktor zostały całkowicie zniszczone, dawki poza elektrownią były tak małe, że długi czas sądzono, że awaria musiała być znacznie mniejsza. Tajemnica sukcesu leży w skuteczności obudowy bezpieczeństwa i chroniących ją układów. W przepisach Dozoru Jądrowego przyjmuje się, że częstotliwość dużych uwolnień z obudowy winna być co najmniej 10 razy mniejsza niż częstotliwość ciężkich awarii ze stopieniem rdzenia. Jak widzieliśmy z kilku przytoczonych powyżej rozwiązań technicznych, nowoczesne elektrownie jądrowe dysponują już układami zapewniającymi, że nawet po ciężkiej awarii produkty rozszczepienia pozostaną wewnątrz obudowy. Dlatego przemysł UE może gwarantować, że dla nowych elektrowni jądrowych skutki awarii praktycznie nie wykraczają poza teren samej elektrowni. 46

Uzupełnienie. Charakterystyka skali INES. W kolumnie „Przykłady” podano nie tylko awarie elektrowni jądrowych, ale i awarie w instalacjach wojskowych lub badawczych, zaznaczone kolorem żółtym.

47

48

ROZDZIAŁ XVII. NAPĘDY JĄDROWE 17.1 Generatory radioizotopowe Energia jądrowa moŜe być wykorzystana w bardzo niewielkich urządzeniach, jak baterie elektryczne. Do prowadzenia badań planet i przestrzeni kosmicznej potrzebne są wydajne i długoŜyciowe baterie (takŜe tzw. rozruszniki serca, z których korzystają ludzie z powaŜnymi wadami serca, są zasilane właśnie z tego typu baterii). W tym celu juŜ od roku 1961 budowane są promieniotwórcze układy zasilania. Istnieją dwa rodzaje takich układów: promieniotwórcze generatory termoelektryczne, w których ciepło rozpadu promieniotwórczego np. 238Pu (0.56 W/g) ogrzewa złącze półprzewodnikowe typu p-n (termoparę) oraz termojonowe promieniotwórcze generatory mocy, w których ciepło z rozpadu promieniotwórczego wykorzystywane jest do wytworzenia róŜnicy potencjałów pomiędzy metalicznymi elektrodami. Ponadto buduje się małe reaktory jądrowe z konwerterami termoelektrycznymi lub termojonowymi, które wykorzystuje się do róŜnych celów w statkach kosmicznych, np. do napędu tych statków.

Rys. 17.1 Schemat konwertera termoelektrycznego

W typowej termoparze wykorzystuje się tzw. efekt Seebecka, tj. powstawanie napięcia na złączu dwóch róŜnych metali, które znajduje się w temperaturze innej niŜ końce przewodów. NatęŜenia prądów wytwarzanych w ten sposób są bardzo małe, rzędu miliamperów. Jeśli jednak podgrzeje się złącze półprzewodnikowe wykonane z półprzewodników typu n i p, prąd elektryczny popłynie przez oba półprzewodniki w kierunku zimnych końców połączonych odbiornikiem. Oznacza to, Ŝe w obwodzie elektrycznym popłynie prąd. Takie urządzenie moŜe wytwarzać prąd o natęŜeniu rzędu dziesiątków amperów, płynący pod małym napięciem (ułamka wolta). Źródłem ciepła moŜe być, jak wspomnieliśmy przed chwilą, odpowiednie źródło promieniotwórcze, z reguły tlenek jakiegoś izotopu, np. 238Pu lub 210Po. Idea ogniwa termoelektrycznego przedstawiona jest na rys. 17.1. Łącząc kilka ogniw moŜna 1

stworzyć "stos" - termoogniwo ogrzewane ciepłem z rozpadu jąder promieniotwórczych. Moc wytwarzana w większej mocy generatorach termoelektrycznych moŜe osiągać kilkaset watów, tak więc generatory tego typu były i są uŜywane w róŜnych misjach satelitarnych. ZauwaŜmy, Ŝe taki radioizotopowy generator termoelektryczny nie ma Ŝadnych części ruchomych, nie wymaga specjalnej obsługi i moŜe pracować wiele lat często w trudnych warunkach. Nic więc dziwnego, ze w najbardziej znanych amerykańskich misjach satelitarnych, jak Apollo, Pioneer, Viking, Voyager, Galileo i Ulysses, a takŜe w satelitach wojskowych uŜywano tego typu generatorów. Sonda Cassini podąŜająca do Saturna miała na swym ;pokładzie trzy radioizotopowe generatory termoelektryczne o łącznej mocy 870 W. Generatory na sondzie Voyager pracują juŜ od dwudziestu kilku lat i będą pracować zapewne drugie tyle. Podobnie sondy, które lądowały na Marsie (Viking i Rover) były zasilane z tego typu generatorów. Radioizotopowe generatory termoelektryczne niewielkiej mocy cieplnej (ok. 1 W), korzystające z 238Pu są takŜe stosowane w satelitach do utrzymywania odpowiedniej temperatury przyrządów pokładowych.

Źródło ciepła

Obudowa aluminiowa Układ gospodarki gazem GPHS

Mocowanie RTG

Izolacja

Chłodziwo

Element pary Si-Ge

Zespół układu chłodzącego Ciśnieniowy zawór bezpieczeństwa

Źródło ciepła pośrednie

Rys. 17.2 Schemat układu GPHS-RTG dla sondy Cassini1

Stosunkowo nowym osiągnięciem jest wykorzystanie osiemnastu jednostek GPHS (od ang. General Purpose Heat Source) do generatora o mocy 290 W, znanego pod nazwą GPHS RTG (skrót RTG od ang. Radioisotope Thermoelectric Generator). Tego typu układ został m.in. wykorzystany do zasilania sondy Cassini (rys. 17.2). Jeden układ GHPS moŜe z kolei zasilać generator radioizotopowy Stirlinga (SRG od Stirling Radioisotope Generator), w którym gorąca część konwertera Stirlinga osiąga temperaturę 650oC, ogrzewany hel porusza tłok w rozruszniku, a ciepło jest odbierane na zimnym końcu generatora. Prąd zmienny 1

Wg http://wikipedia.com

2

przekształcany jest następnie w prąd stały. Moc takiego urządzenia moŜe wynosić 55 W. Tego typu silnik produkuje niemal czterokrotnie więcej energii elektrycznej z tej samej ilości plutonu niŜ RTG. Stąd teŜ z układem SRG wiąŜe się duŜe nadzieje. Materiał promieniotwórczy w radioizotopowych generatorach termoelektrycznych musi spełniać kilka warunków, a więc musi być długoŜyciowy na tyle, aby mógł dostarczać energii przez potrzebny czas działania generatora, a jednocześnie na tyle krótki, aby dostarczał znaczącej ilości ciepła. Jeśli generator ma słuŜyć podróŜom w Kosmosie, paliwo powinno móc wytwarzać znaczącą ilość energii na jednostkę masy i objętości. Gęstość materiału, jak i jego objętość nie są z reguły istotne dla zastosowań na Ziemi. Z obu powyŜszych względów preferowane są 238Pu, 244Cm i 90Sr, choć rozwaŜa się takŜe takie izotopy, jak 147Pm, 137Cs, 144 Ce, 106Ru, 60Co, 242Cm oraz izotopy tulu. Przenikliwość promieniowania emitowanego przez izotop powinna być jak najmniejsza, co preferuje korzystanie z emiterów alfowych. Niekorzystnym promieniowaniem jest tu na pewno promieniowanie gamma (z reguły towarzyszy emiterom β) czy neutronowe. Ze wszystkich wymienionych wyŜej izotopów 238Pu ma najlepsze własności: przed jego promieniowaniem łatwo się osłaniać, a okres połowicznego zaniku jest długi (87,7 lat). Z tego właśnie względu materiałem promieniotwórczym jest często dwutlenek plutonu. Robiono takŜe próby wykorzystania 210Po, który charakteryzuje się bardzo wysoką gęstością energii, ma jednak dość krótki czas Ŝycia i stosunkowo wysoką emisję promieniowania gamma. W wypadku konwertera termojonowego, którego schemat działania przedstawiony jest na rys. 17.3, ogrzewanie katody pozwala elektronom pokonać tzw. pracę wyjścia i opuścić powierzchnię katody.

Rys. 17.3 Schemat ogniwa termojonowego

Elektrony poruszają się w kierunku zimniejszej płyty anody, na której się zbierają, co z kolei powoduje powstanie róŜnicy potencjałów pomiędzy dwiema elektrodami. Odległość między nimi wynosi typowo 0,02 – 0,05 cm. W wyniku tego procesu w przyłączonym do elektrod obwodzie moŜe popłynąć prąd. Warunkiem koniecznym działania takiego układu jest aby praca wyjścia elektronów z katody była mniejsza od pracy wyjścia elektronów z anody.

Podobnie, jak w poprzednim urządzeniu, do grzania katody wykorzystywane jest ciepło z rozpadu promieniotwórczego. Jeśli chce się wytwarzać większą ilość energii elektrycznej, podgrzane w małym reaktorze jądrowym chłodziwo moŜe słuŜyć za źródło ciepła. Jako źródeł promieniotwórczych uŜywa się izotopów emitujących promieniowanie β o niskiej energii, jak 3

tryt, 63Ni, 99Tc, 238Pu lub 147Pm. Niskie energie są konieczne aby zapobiec powstawaniu promieniowania hamowania (Bremsstrahlung), gdyŜ jego obecność pociągałaby konieczność stosowania dodatkowych osłon biologicznych. Poza tym okres rozpadu stosowanych izotopów powinien być na tyle długi, aby taka bateria atomowa nie straciła w krótkim czasie swojej mocy. Układy termojonowe charakteryzuje zwarta struktura i zazwyczaj niezbyt wielka moc (do około 20 miliwatów) oraz napięcia od ułamka do kilku woltów, typowe dla baterii. Baterie atomowe mogą wyprodukować duŜo więcej energii niŜ baterie chemiczne i są w stanie pracować przez dziesiątki lat. Niestety, duŜą niedogodnością jest niewielka sprawność (około 0,1 - 5%) i mała wydajność rzędu nano- lub mikrowatów na cm², podczas gdy baterie konwencjonalne osiągają wydajność kilku W/cm². Nie oznacza to, Ŝe tego rodzaju konwerterów termojonowych nie moŜna wykorzystać do zasilania nawet statków kosmicznych czy satelitów. W USA realizowane są obecnie programy mające na celu stworzenie generatorów (reaktorów termojonowych) o mocy 120 kWe i czasie Ŝycia 10 000 – 20 000 godzin. Temperatura na powierzchni gorącego emitera osiąga 1800 K, co prowadzi do gwałtownego odparowywania elektronów. Temperatura zimnego kolektora to typowo 1000 K. W zasadzie mamy tu do czynienia z silnikiem elektrycznym, w którym elektrony tworzą jakby ciecz roboczą. JednakŜe przenoszenie ciepła między emiterem i kolektorem, rozkład elektrycznego ładunku przestrzennego między elektrodami, a takŜe straty energii powodują, Ŝe silnik taki nie jest dokładnie opisywany cyklem Carnota. Pewną odmianą baterii atomowej jest bateria betawoltaiczna. W takiej baterii miejsce elektrody zbierającej zajmuje złącze p-n. Emiter promieniowania beta powoduje powstawaniu w półprzewodniku par elektron-dziura, a gromadzenie się tych par wywołuje powstanie siły elektromotorycznej, podobnie jak w ogniwie fotowoltaicznym. Tego typu bateria, pracująca na trycie okazała się stosunkowo wydajna i moŜe słuŜyć jako źródło zasilania np. do rozruszników serca. Oprócz chemicznego napędu wydaje się, Ŝe korzystanie z baterii słonecznych byłoby rzeczą korzystną, jako Ŝe energia ze Słońca jest najłatwiej dostępna. Tak jednak nie jest i nie w kaŜdych warunkach moŜna myśleć o korzystaniu z tej energii, szczególnie gdy znaczna część lotu przebiega w warunkach ciemności. W wypadku misji międzyplanetarnych naleŜy mieć na uwadze, Ŝe wielkość potrzebnej energii zaleŜy od tego, czy myślimy o starcie rakiety i jej sterowaniu, czy o zasilaniu systemów telekomunikacyjnych, ogrzewaniu lub chłodzeniu, czy teŜ o badaniach prowadzonych na pokładzie. Do chwili obecnej napęd chemiczny jest wykorzystywany do startu rakiety. Jeśli potrzeba nam takiego napędu tylko przez kilka godzin, moŜemy korzy do ok. 60 MW, jednak gdy misja trwa miesiąc moc uŜyteczna obniŜa się do poziomu kilowata lub mniej. Moc wytwarzana przez baterie słoneczne, to 10 – 50 kW. Przy misjach dłuŜszych od kilku miesięcy musimy korzystać juŜ z napędu jądrowego. Tam, gdzie wystarcza nam moc niŜsza od ok. 5 kW najpraktyczniejszymi okazują się napędy korzystające ze źródeł promieniotwórczych. Są więc one szczególnie uŜyteczne dla telekomunikacji oraz zasilania systemów pomiarowych. Tam, gdzie potrzebne są większe moce, nawet do 100 MW, reaktor jądrowy staje się niezbędny.

4

16.2 Radioizotopowe generatory termoelektryczne i ich wykorzystanie Generatory termoelektryczne zastosowano juŜ w roku 1961 w statku międzyplanetarnym, a takŜe w latach 1966 – 1995 w jednym z amerykańskich statków na wodach Alaski. Zdecydowanie najpopularniejszym jest zastosowanie RTG w charakterze źródła zasilania w statkach międzyplanetarnych podróŜujących daleko od Słońca, gdzie baterie słoneczne nie mają zastosowania. Były więc stosowane w sondach Pioneer 10 i 11, Voyager 1 i 2, Galileo, Ulysses, Cassini (rys. 17.4) i New Horizons.

Rys. 17.4 Sprawdzanie poziomu promieniowania (mocy dawki) wokół radioizotopowego generatora termoelektrycznego dla sondy Cassini (zdjęcie z http://wikipedia.com )

Radioizotopowych generatorów termoelektrycznych uŜywano takŜe satelitach amerykańskich Nimbus, Transit i Les. NiezaleŜnie od wykorzystania w sondach kosmicznych i satelitach, Związek Radziecki wykorzystywał układy RTG takŜe w wielu bezobsługowych latarniach morskich. W tym wypadku korzystano z reguły ze źródła 90Sr. Jednak brak dozoru stwarza wiele niebezpieczeństw, jak w szczególności moŜliwość kradzieŜy źródła, która dla nieświadomego złodzieja moŜe stać się śmiertelnym zagroŜeniem, a w najlepszym wypadku będzie stanowiła zagroŜenie dla środowiska. Przykład takiego zniszczonego układu RTG przedstawia rys. 17.5.

Rys. 17.5 Niemal całkowicie zniszczony radioizotopowy generator termoelektryczny pracujący w oparciu o źródło 90Sr (zdjęcie z http://wikipedia.com )

Słabe generatory pracujące w oparciu o 238Pu były i są wciąŜ w uŜyciu jako rozruszniki serca. Generatory te stanowią swoiste zagroŜenie dla człowieka w wypadku postrzelenia go w pierś.

5

RównieŜ w wypadku kremowania zwłok uŜytkownika rozrusznika, jeśli rozrusznik ten nie został usunięty, wysoka temperatura moŜe spowodować rozproszenie izotopu do atmosfery. Problem ten nie jest jednak bardzo ostry, gdyŜ z reguły izotop występuje tu w formie dwutlenku plutonu, który spiekał się w wyŜszych temperaturach niŜ uŜywane podczas kremowania zwłok. Z punktu widzenia długotrwałości uŜytkowania RTG naleŜy zwrócić uwagę, Ŝe choć okres połowicznego zaniku 238Pu jest długi (87,7 lat), w tym czasie jednak termopary przekształcające energię cieplną w elektryczną takŜe ulegają degradacji. Termopary te są generalnie mało wydajne. Jak się ocenia, ich wydajność to 3 – 7%. Nic więc dziwnego, Ŝe podejmuje się próby zastąpienia termopar innymi rodzajami konwerterów o większej wydajności, co mogłoby automatycznie zmniejszyć ilość potrzebnego paliwa dla wyprodukowania tej samej energii. Radioizotopowe generatory termoelektryczne niosą pewne zagroŜenie dla środowiska, jeśli źródło izotopowe ulegnie rozszczelnieniu. Sprawa ta dotyczy nie tylko sytuacji na Ziemi, lecz takŜe w powietrzu, gdyŜ jeśli np. tego rodzaju proces nastąpi podczas startu rakiety, skaŜeniu ulegnie atmosfera. Aby zapobiec takiej moŜliwości układy RTG w rakietach znajdują się w specjalnym pojemniku (kasku) ochronnym, a prawdopodobieństwo skaŜenia promieniotwórczego atmosfery w trakcie pierwszych kilku minut po starcie jest na poziomie 1:1000. Im dalej znajduje się sonda od Ziemi, tym tego typu zagroŜenie jest mniejsze i w zasadzie staje się pomijalnie małe po wyjściu sondy z atmosfery ziemskiej. W historii zanotowano około dziesięciu wypadków statków międzyplanetarnych korzystających z układów RTG. JednakŜe nie zanotowano Ŝadnych powaŜniejszych szkód dla środowiska, związanych z uwolnieniem się plutonu. 17.3 Jądrowy napęd statków kosmicznych2 Wykorzystanie paliwa jądrowego w reaktorach jądrowych pozwala na uzyskanie w trakcie długich misji energii około miliard razy większej niŜ energia, którą moŜna uzyskać w drodze reakcji równowaŜnej ilości reagentów chemicznych. Jak dotąd wymyślono dwa systemy napędu korzystające z energii jądrowej. Pierwszy z nich, o skrócie NTR (od ang. Nuclear Thermal Rockets), polega na podgrzaniu ciekłego wodoru, zgromadzonego w niskiej temperaturze. Gazowy wodór o temperaturze około 2500 stopni Celsjusza jest wyrzucany przez dyszę, dając w ten sposób napęd rakiecie. W drugim systemie, napędzie jądrowoelektrycznym NEP (od ang. Nuclear-Electric Propulsion), przekształca się energię jądrową w elektryczną, a następnie uŜywa się tej ostatniej do zasilania układu elektromagnetycznego przyspieszającego jony do wielkich prędkości. Jony te podczas przejścia przez neutralizator w dyszy wytwarzają strugę atomów elektrycznie obojętnych, która opuszczając rakietę daje jej potrzebną siłę ciągu. Napęd tego rodzaju był wielokrotnie uŜywany szczególnie w radzieckich misjach orbitalnych. Z cała pewnością, zwłaszcza w długotrwałych misjach orbitalnych, napęd jądrowy ma przewagę nad chemicznym. Jest on równieŜ niezaleŜny od odległości od Słońca i orientacji rakiety względem Słońca. W porównaniu z wykorzystaniem energii słonecznej zabiera w oczywisty sposób mniej miejsca: wytworzenie mocy 10 MW wymagałoby paneli słonecznych 2

wg opisu w http://www.astrodigital.org/space/nuclear.html

6

o powierzchni 68000 m2 w odległości planety Mars i 760000 m2 w odległości Jowisza, co czyni ten typ zasilania po prostu niepraktycznym. Porównując napęd jądrowy z napędem chemicznym naleŜy brać pod uwagę działanie rakiety lub statku kosmicznego. Podobnie, jak w wypadku samochodów, kiedy to interesujemy się zuŜyciem paliwa na 100 km, w wypadku rakiet pytamy się o wartość tzw. pędu właściwego (Isp). Wielkość ta zdefiniowana jest jako stosunek siły ciągu do tempa zuŜywania paliwa napędowego. Podstawowym dla rakiet równaniem jest

M ∆v = v ex ln 0  Mk

  , 

(17.1)

gdzie ∆v oznacza równowaŜną zmianę prędkości rakiety potrzebną przy danym przeznaczeniu (misji) rakiety, czasie trwania jej lotu, trajektorii, pola grawitacyjnego i wybranego sposobu powstawania odrzutu. Typowe wartość ∆v dla wyrzucenia rakiety na orbitę bliską Ziemi, to 10 km/s. W równaniu (17.1) vex jest prędkością wyrzucanych gazów, a M0 i Mk oznaczają początkową i końcową masę rakiety. W oczywisty sposób masa paliwa: Mp = M0 - Mk

(17.2)

Im większa będzie prędkość wyrzucanych gazów, vex, tym rakieta będzie potrzebowała zabrać mniej materiału napędowego. Pęd właściwy rakiety jest z definicji stosunkiem wielkości siły ciągu F do tempa spalania materiału napędowego: I sp =

v F = ex [(dm / dt )g ] g

(17.3)

gdzie wartość przyspieszenia ziemskiego g = 9,81 m/s2. Przy tej definicji interpretacja pędu właściwego jest następująca: gdy wynosi on dla danej rakiety np. 500 s, prędkość odrzutu wynosi 4905 m/s, a silnik rakiety wytwarza siłę ciągu F = 4905 N na kaŜdy kilogram paliwa zuŜywanego w trakcie jednej sekundy. By zminimalizować wymagania co do napędu, potrzebna jest więc stosunkowa duŜa wartość pędu właściwego. W istocie rzeczy wartość pędu właściwego jest odpowiednikiem tego, co w automobilizmie nazywamy przebiegiem samochodu na 1 litr paliwa. Moc potrzebna do wytworzenia odpowiedniej siły ciągu jest proporcjonalna do kwadratu pędu właściwego. W rakietach o napędzie chemicznym następuje reakcja wodoru z tlenem, w wyniku której gazy wylotowe (para i resztki gazowego wodoru) osiągają temperaturę rzędu 30900 – 4000 K. Wylot tych gazów zostaje przyspieszony w odpowiedniej dyszy termodynamicznej, przekształcającej energię termiczną w energię kinetyczną i w konsekwencji odrzut rakiety. Przy takim napędzie, źródło ciepła i gazy odlotowe są jednym i tym samym. PoniewaŜ zarówno źródło energii wyzwalanej podczas spalania, jak i skończoną masę cząsteczkową gazów odlotowych, prędkość vex ma naturalne ograniczenie, a maksymalna wartość Isp wynosi 400-500 s. Dla ∆v = 10 km/s i Isp = 450 s, stosunek mas początkowej do końcowej wynosi – zgodnie ze wzorami (17.1) i (17.3) - 9,63. Biorąc pod uwagę, Ŝe początkowa masa rakiety, to głównie masa paliwa widać, Ŝe taki stosunek mas oznacza niebagatelne trudności konstrukcyjne, gdyŜ materiał rakiety musi być nadzwyczaj wytrzymały. Z tego względu

7

większość rakiet wysyłanych na orbity ziemskie jest rakietami wieloczłonowymi: masa najniŜszego członu jest odrzucana w chwili wyczerpania się paliwa. ChociaŜ pęd właściwy rakiety z napędem chemicznym jest względnie niski, rakiety te charakteryzuje stosunkowo wysoka wartość innego waŜnego parametru jakim jest stosunek siły ciągu do cięŜaru (F/W). Aby przezwycięŜyć pole grawitacyjne Ziemi, stosunek ten powinien wynosić 50-75. W oczywisty sposób siła odrzutu musi przezwycięŜać całkowity cięŜar rakiety z jej silnikami i materiałem napędowym.

Rys. 17.6 Silnik NERVA. W górze widać zbiorniki paliwa, w części środkowej –reaktor, a u dołu – dyszę na gazy wylotowe

W układzie z jądrowym napędem źródło energii (reakcja rozszczepienia) i paliwo (np. wodór) są od siebie niezaleŜne. Energia jądrowa uzyskiwana jest z pokładowego reaktora jądrowego. Jak wiemy, gęstość energii w takim reaktorze jest ogromna (dla uzyskania energii 1 MWdzień wystarczy rozszczepienie 1 g uranu), a uzyskiwana energia moŜe podgrzewać gaz o małej masie cząsteczkowej (np. wodór). Gaz ten jest wyrzucany przez dyszę termodynamiczną w identyczny sposób, jak w rakietach z napędem chemicznym. Właśnie w taki sposób działa rakieta oparta o system NTR, który pozwala na osiągnięcie - w zaleŜności od rodzaju rdzenia reaktora jądrowego - wartości Isp = 1000 - 6000 s. W latach 60-tych XX 8

wprowadzono w USA program NERVA – silnika do pojazdów międzykontynentalnych, opartego o reaktor grzejący gazy odlotowe (wodór). Projekt ten, NERVA, rys. 17.6, został zakończony w 1972 r. i nie zakończył się sukcesem. Energia jądrowa z reaktora moŜe być przekształcona dzięki odpowiedniemu konwerterowi (termoelektrycznemu lub termojonowemu) na energię elektryczną, ta zaś moŜe być wykorzystana do wywoływania odpowiednich reakcji w materiałach napędowych dzięki wykorzystaniu róŜnych mechanizmów elektrycznych (np. tworzenia jonów, plazmy itp.). W ten sposób działają systemy NEP. PoniewaŜ konwertery termoelektryczne i termojonowe charakteryzują się stosunkowo niską wydajnością, do wytwarzania energii elektrycznej moŜna wykorzystać takŜe cykle termodynamiczne z udziałem odpowiedniej cieczy roboczej (ciekły metal) lub gazu roboczego. Jedną z trudności technicznych systemu NEP jest konieczność odprowadzania ciepła na zewnątrz, gdyŜ w przeciwieństwie do reaktorów działających na Ziemi reaktory pokładowe nie mają w swoim pobliŜu zbiorników wodnych, ani chłodni kominowych. Systemy NEP charakteryzują się – w porównaniu z NTR –znacznie większymi wartościami Isp, dają jednak znacznie obniŜony stosunek F/W, co wynika choćby ze zwiększonej masy rakiety (cięŜaru reaktora, układu wyprowadzającego ciepło na zewnątrz), a takŜe niŜszych ciśnień gazów wylotowych. Z tego względu NEP nie jest dobrym systemem, jeśli dla celów misji międzyplanetarnej potrzeba duŜych przyspieszeń. Jest on jednak szczególnie dobry w długoczasowych misjach cargo do odległych planet, jako Ŝe moŜe pracować przez znacznie dłuŜszy czas niŜ układy chemiczne czy NTR.

17.4 Napęd jądrowy okrętów i samolotów Wykorzystywanie energii jądrowej do napędów łodzi podwodnych i samolotów było rozpatrywane niemal od początku historii tej energii. Niebezpieczeństwa związane z wykorzystaniem energii jądrowej na pokładzie samolotów nie pozwoliły jednak na rzeczywisty rozwój tej idei ani w cywilnym lotnictwie, ani w wojskowym, choć, jak widzieliśmy, została ona z sukcesem rozwinięta i wciąŜ jest rozwijana do napędzania statków kosmicznych. Energia jądrowa jest takŜe wykorzystywana z wielkim sukcesem do napędów okrętów wojskowych i cywilnych. Pierwsza amerykańska łódź podwodna o napędzie atomowym, "Nautilus", której konstrukcję rozpoczęto w 1946 roku, a którą spuszczono na wodę w roku 1954, była pierwszym okrętem, który dotarł 23 lipca 1958 do Bieguna Północnego pod powłoką lodową Arktyki. Lodołamacz o napędzie atomowym, "Arktyka", zbudowany w Związku Radzieckim, był z kolei pierwszym statkiem, który dopłynął do Bieguna Północnego w dniu 17 sierpnia 1977 r. Stany Zjednoczone budowały teŜ lotniskowce o napędzie atomowym. Pierwszy z nich, "USS Enterprise", został zwodowany w roku 1960. Pierwszy transportowiec zaś, "NS Savannah" został zwodowany w USA w roku 1959. Japonia zwodowała swój pierwszy statek handlowy "Mutsu" w roku 1962. Na rys. 17.7 przedstawiony jest3 lotniskowiec „USS Dwight Eisenhower”. Reaktory wykorzystywane na morzu są reaktorami typu PWR. Łodzie podwodne oraz statki z napędami atomowymi są wyposaŜone czasem w dwa reaktory - muszą mieć one zatem moŜliwie małe rozmiary. W początkowej fazie rozwoju wzbogacenie wykorzystywanego w

3

http://www.radiationworks.com/nuclearships.htm

9

nich uranu przekraczało 90%. Obecnie jednak wzbogacenie w rdzeniach reaktorów amerykańskich zmniejszyło się do około 20-25%, a w rosyjskich do około 50%.

Rys. 17.7 Lotniskowiec „USS Dwight Eisenhower” o napędzie atomowym NaleŜy zwrócić uwagę na fakt, iŜ reaktory przystosowane do pracy na statkach i łodziach podwodnych muszą spełniać bez porównania wyŜsze normy bezpieczeństwa niŜ reaktory pracujące dla energetyki jądrowej. Reaktor przeznaczony do pracy na morzu musi być odporny na kołysanie, musi mieć łatwo regulowaną moc, którą moŜna w kaŜdej chwili zmienić, musi być bardziej odporny na wszelkiego rodzaju szoki mechaniczne. NiezaleŜnie musi wytrzymywać długookresową pracę na morzu bez konieczności wymiany paliwa. Na łodziach podwodnych wysokość reaktora na ogół nie moŜe przekraczać ok. 8 m, na statkach jest teŜ niewiele większa. To wszystko stwarza konieczność narzucania na reaktor wysokich norm jakościowych, a więc teŜ i podniesienie kosztu tego typu reaktora. Z oczywistych względów gabaryty reaktora uŜywanego na morzu muszą być ograniczone. Reaktory na łodziach są oddzielone masywnymi przegrodami metalowymi od załogi, aby maksymalnie zredukować jej kontakt z promieniowaniem jonizującym. Oddzielny problem stanowi promieniowanie zaaktywowanych elementów konstrukcyjnych nawet po wyłączeniu juŜ statku czy łodzi podwodnej z uŜytkowaniu i zdemontowania rdzenia reaktora (tu postępowanie z wypalonym paliwem jest identyczne z opisywanym przez nas wcześniej). W zasadzie cały taki statek stanowi odpad promieniotwórczy, wymagający odpowiedniego ostatecznego składowiska.

Rys. 17.8 Projekt samolotu z napędem jądrowym

10

Na rys. 17.8 przedstawiamy4 projekt samolotu z napędem jądrowym. Piloci w tym projekcie mieli znajdować się w ogonie samolotu w kabinie, która w razie konieczności oddzielałaby się od reszty. Podstawową trudnością w konstrukcji samolotu o napędzie jądrowym jest jego zwiększony cięŜar (masa reaktora wraz z jego osłoną biologiczną) oraz wymagania wytrzymałościowe, jako Ŝe masa samolotu lądującego jest w zasadzie identyczna z masą na starcie (nie tak, jak w konwencjonalnych samolotach, w których w trakcie lotu wypalane jest paliwo i całkowita masa samolotu ulega zmniejszeniu). Warto teŜ zauwaŜyć, Ŝe dla wzbicia się samolotu w powietrze, jak i dla jego lądowania potrzebne jest i tak konwencjonalne paliwo, gdyŜ reaktor naleŜy uruchamiać dopiero wysoko nad Ziemią, gdy działanie promieniowania nie moŜe zagrozić jej mieszkańcom. Innym naturalnym problemem była kwestia zapobiegania przedostawania się do atmosfery materiałów promieniotwórczych, nie mówiąc juŜ o moŜliwych konsekwencjach rozbicia się samolotu. Jak zwykle, rozwiązaniem technicznych problemów byli najbardziej zainteresowani wojskowi, gdyŜ perspektywa zbudowania bombowca o duŜym zasięgu była dla nich niezwykle nęcąca. Opisane wyŜej trudności spowodowały jednak, ze zarówno w USA, jak i Związku Radzieckim nie powstały samoloty o napędzie jądrowym5. Wśród pomysłów związanych z wykorzystaniem energii jądrowej były i takie, ktore zmierzały do stworzenia napędów jądrowych w samochodach osobowychPodobnie, jak w wypadku samolotów, tak i tu projekty te okazały się mało realne. Promieniowanie wytwarzane przez reaktor byłoby szkodliwe juŜ nie tylko dla pasaŜerów samochodu, ale nawet dla ludzi przechodzących w pobliŜu. Aby nie naraŜać szofera i pasaŜerów na promieniowanie neutronowe naleŜałoby reaktor otoczyć masywną osłoną biologiczną o duŜych rozmiarach - konstrukcja, która słabo przystaje do naszego wyobraŜenia o samochodach osobowych. Nawet jednak gdyby się nam udało zbudować bezpieczny samochód, który korzystałby np. z wydajnych konwerterów termoelektrycznych, mielibyśmy problem ze zuŜytymi źródłami promieniotwórczymi.

4

za http://www.radiationworks.com/flyingreactor.htm Sporo informacji o charakterze historycznym, a takŜe popularno-naukowym, moŜna znaleźć w monografii G.Jezierski, Energia jądrowa wczoraj i dziś, Wyd. Naukowo-Techniczne, Warszawa (2005) 5

11

XVIII. ENERGIA JĄDROWA W PRZEMYŚLE, MEDYCYNIE, ARCHEOLOGII I SZTUCE 18.1 Energia jądrowa dla produkcji wodoru Wodór odgrywa rosnącą rolę w chemii, rolnictwie (produkcji nawozów azotowych), czy w przemyśle naftowym i stanowi potencjalne źródło energii, tj. paliwo. Można oczekiwać, że spośród rozlicznych zastosowań wodoru, najpopularniejszym będzie wykorzystanie go w ogniwach paliwowych (rys. 18.1). Oczywistą zaletą korzystania z wodoru jako źródła energii jest fakt, że wodór nie zanieczyszcza środowiska, jak dwutlenek węgla, produkowany obecnie w dużych ilościach m.in. przy produkcji wodoru z paliw kopalnych.

H2O+ciepło Legenda: - elektron - wodór cząsteczkowy - jon wodoru H+ - tlen Powietrze

Anoda

Elektrolit

Katoda

Rys. 18.1 Zasada ogniwa paliwowego. Jako elektrolit służy membrana polimerowa. Gazowy wodór wprowadzany jest z zewnątrz z lewej strony, tlen zawarty w powietrzu zaś z prawej. W drodze reakcji katalitycznej na powierzchni anody (zazwyczaj platynowej) wodór rozdzielany jest na dodatnie jony wodoru (protony) i elektrony. Elektrolit jest tak dobrany, aby przepuszczał tylko protony. Na wyjściu z elektrolitu protony łączą się z tlenem i płynącymi przez odbiornik elektronami tworząc wodę. Powstałe ciepło jest wynikiem wytwarzania przez ogniwo energii elektrycznej z wydajnością mniejszą niż 100% . W świetle wzrastającego zainteresowania wodorem ocenia się, że energia potrzebna do jego wytwarzania będzie porównywalna z obecną produkcją energii elektrycznej. Jesteśmy zatem zainteresowani wydajnymi źródłami energii, które mogłyby być użyte do produkcji wodoru i tu wykorzystanie energii jądrowej może być niezwykle pomocne. Jądrowa energia cieplna mogłaby być też wykorzystana do otrzymywania wodoru z naturalnego gazu oraz z wody w procesach termochemicznych. W odróżnieniu od procesów chemicznych, w których para reaguje z gazem ziemnym, reakcje termochemiczne mają tę zaletę, że nie produkują dwutlenku węgla. Ponieważ w obu wypadkach potrzebna jest wysoka temperatura (1000 1300 K), jest rzeczą prawdopodobną, że wykorzysta się reaktory wysokotemperaturowe. Reaktory te, obsługujące typowe elektrownie jądrowe i dostarczające energię elektryczną do

1

sieci podczas dnia, wytwarzałyby wodór w nocy i przygotowywałyby dostawę wodoru na dzień następny. Taki sam tryb pracy można byłoby przyjąć też dla bardziej konwencjonalnych reaktorów jądrowych, tyle że znacznie niższe temperatury osiągane na wyjściu reaktora pozwalają jedynie wykorzystać energię elektryczną do wytworzenia wodoru metodami elektrochemicznymi. Na pewno taka technika będzie wykorzystywana w pierwszej chwili. Technika wykorzystania reaktorów wysokotemperaturowych dla technologii termochemicznego wytwarzania wodoru, to jednak jest ta przyszłość reaktorów IV generacji, o której się dziś myśli. Dziś niemal cały produkowany wodór pochodzi z przetworzenia ropy, co prowadzi do emisji dwutlenku węgla: każda wyprodukowana tona wodoru, to uboczna produkcja 11 ton CO2, a więc efekt silnie niepożądany. Z drugiej strony wzrastające ceny ropy naftowej każą myśleć o znacznym zwiększeniu roli wodoru w bilansie energetycznym, szczególnie w transporcie. Ograniczenie emisji CO2 i wzrost cen gazu mogą spowodować dalszy wzrost nacisku na produkcję wodoru, jako paliwa przyszłości. Ważny problem, który się pojawia w kontekście wytwarzania wodoru przy użyciu reaktorów jądrowych, jest związany z przesyłaniem wodoru na dalsze odległości. Problem ten jest oczywisty, gdyż nie można spodziewać się zbudowania gęstej sieci reaktorów w jakimkolwiek kraju. Oznacza to, że nie tylko produkcja, ale także problem efektywnego gromadzenia wodoru muszą być rozwiązywane równolegle. Jak się przewiduje, scenariusz wykorzystania energii jądrowej dla produkcji wodoru będzie następujący: -

-

-

-

w pierwszym etapie wykorzysta się pracę elektrowni jądrowych poza szczytowymi obciążeniami sieci elektrycznej i metoda produkcji będzie klasyczna: stosunkowo droga metoda elektrolizy (wyprodukowanie 1 kg wodoru wymaga energii 46 kWh); w dalszym wykorzysta się ciepło z reaktorów dla przerobu (reformingu) gazu ziemnego. Ta technika jest tańsza od klasycznego reformingu. Wymaga ona temperatur do 900oC, jest dobrze znana, ale produkuje dużo dwutlenku węgla. Przebiega ona w wypadku metanu wg następującej reakcji: CH4 + 2H2O + 185 kJ → CO2 + 4H2 następnie powinno wykorzystać się wysokotemperaturową technologię elektrolizy pary, która to technika jest możliwa przy temperaturach powyżej 800oC, i dla przeprowadzenia której należy wykorzystać zarówno ciepło, jak i energię elektryczną uzyskiwane z reaktorów jądrowych. Metoda ta to naturalny krok do cyklu termochemicznego; reaktory wysokotemperaturowe IV generacji powinny pozwolić na wytwarzanie wodoru z wody drogą termochemiczną.

W miarę udoskonalanych technologii wydajność procesu produkcji powinna wzrastać od około 25% przy obecnych reaktorach i metodzie elektrolizy, do 36% przy wydajniejszych reaktorach, do 45% przy wysokotemperaturowej elektrolizie pary i wreszcie 50% w procesie termochemicznym. Najpopularniejszy pomysł na tę ostatnią technologię jest następujący. W wysokich temperaturach (800 – 1000oC) następuje rozkład kwasu siarkowego na wodę i dwutlenek siarki. Z kolei w procesie siarkowo-jodowym dwutlenek siarki reaguje z jodem i wodą tworząc jodek wodoru. Reakcja ta wymaga stosunkowo niewielkiej temperatury 120oC. Ten ostatni dysocjuje w temperaturze około 350oC do jodu i wodoru. W istocie całość procesu wygląda, jak na rys. 18.2.

2

H2O

O2

T = 8001000oC

H2O+SO2+½O2

I2 SO2

SO2 + I2 + 2H2O H2SO4 + 2HI

2HI → H2 + I2

H2SO4

H2SO4

HI

Rys. 18.2 Cykl jodowo-siarkowy otrzymywania wodoru drogą reakcji termochemicznej

Biorąc pod uwagę przebieg opisanego tu cyklu, mamy do czynienia z reakcją wypadkową: H2O → H2 + ½O2 Utworzony wolny tlen jest tu wprawdzie produktem ubocznym, lecz także podlega sprzedaży. Jak dotąd, proces jodowo-siarkowy przeprowadzono na skalę laboratoryjną w Japonii z wydajnością 30 litrów wodoru na godzinę. Nad rozwinięciem technologii tego procesu prowadzone są także intensywne prace w USA i Francji, a cena uzyskiwanego w ten sposób wodoru może wynosić 1,5 – 2 USD za kilogram. Do prac nad rozwojem reaktorów do produkcji wodoru włączają się intensywnie Korea Południowa, a także Chiny. Opisując proces jodowo-siarkowy warto zwrócić uwagę na rolę wysokiej temperatury: wydajność tego procesu w 1000oC jest trzykrotnie wyższa niż w 750oC. Naturalną trudnością, obok uzyskania tak wysokiej temperatury z reaktora, jest konieczność odizolowania przetwórni chemicznej od pobliskiego reaktora, czego wymagają względy bezpieczeństwa. Proces jodowo-siarkowy nie jest bynajmniej jedynym możliwym. W Japonii (Uniwersytet w Tokyo) zaproponowano wykorzystanie tzw. procesu UT-3, który polega na wykorzystaniu sekwencji reakcji: Br2 + CaO → CaBr2 + ½O2 CaBr2 + H2O → CaO + 2HBr 3FeBr2 + 4H2O → Fe3O4 + 6HBr + H2

3

Fe3O4 + 8HBr → Br2 + 3FeBr2 + 4H2O Jak widać i w tym procesie produktami końcowymi są wodór i woda. Pierwsze trzy reakcje przebiegają w temperaturach odpowiednio 600oC, 750oC i 600oC, ostatnia zaś w temperaturze 300oC. Biorąc to pod uwagę, rozpatruje się trzy rodzaje reaktorów, które mogą być przydatne: 1. HTGR lub VHTR (od ang. Very High Temperature Reactor) z usypanym złożem i chłodzony gazowym helem pod wysokim ciśnieniem. Tego typu reaktory mogą być wytwarzane jako moduły o niskiej mocy, np. 285 MWe, i dawać na wyjściu gaz o temperaturze 950oC, a w wypadku reaktorów VHTR nawet 1250oC; 2. AHTR (od ang. Advanced High Temperature Reactor), reaktor modułowy, wykorzystujący paliwo kulowe i chłodzony solami fluorkowymi, którymi nauczono się bezpiecznie operować przy okazji rozwoju przemysłu aluminium. Reaktor ten nie różni się specjalnie od HTGR lecz pracuje przy niskim ciśnieniu i wyższej temperaturze. Tu rozpatruje się reaktory o mocach 1000 MWe/2000 MWt; 3. Reaktory prędkie chłodzone ołowiem, pomimo ich niższych temperatur pracy. Np. rosyjski reaktor BREST pracuje przy temperaturze 540oC, a planowany w USA reaktor STAR-H2, przeznaczony do produkcji wodoru będzie dawał temperaturę 780oC i nieco niższą dla do odsalania wody morskiej (patrz następny paragraf). Rozpatrywana jest również opcja swoistej baterii o mocy 100 MWe, która jest instalacją kompaktową o długim okresie pracy, dostarczaną do odbiorcy w całości i gotową do natychmiastowego użycia. Jak się ocenia moduł reaktorowy HTGR pracujący na mocy 600 MWt może być wykorzystany do produkcji około 200 ton wodoru dziennie – tyle, ile wynosi obecne zapotrzebowanie przez przemysł. Według ocen japońskich, pierwsza produkcja wodoru metodą termochemiczną powinna przejść niezbędne testy w Japonii około 2010 roku, a w 2015 roku wodór powinien już być produkowany rutynowo. Na uwagę zasługuje też fakt, że wodór produkowany przy użyciu technologii jądrowych jest gazem o dużej czystości, co z kolei jest warunkiem niezbędnym dla produkcji ogniw paliwowych. Opisana wyżej technologia uzyskiwania wodoru nie wszystkim się podoba i w szczególności protestują tu organizacje ekologiczne, jak zawsze przeciwne wszystkiemu co jądrowe. Ich argumenty, to koszty produkcji, lokalność struktury produkcyjnej i nieuchronny problem odpadów promieniotwórczych. Jak zauważają 1 , obecny koszt produkcji wodoru jest znacznie niższy niż koszt jego transportu i dystrybucji. W wypadku produkowania wodoru w rzadkiej sieci reaktorów, te koszty będą więc znaczące. Argumenty tego typu są jednak słabo uzasadnione analizami ekonomicznymi i znajomością procesów jądrowych, a nadzieja na bardziej konwencjonalne sposoby wytwarzania wodoru bez jednoczesnej wielkiej emisji substancji szkodliwych dla środowiska także nie jest poparta mocnymi dowodami. Tak więc propozycja przemysłu jądrowego powinna być rozważana serio i wszystko wskazuje na to, że wejdzie stosunkowo niedługo w życie.

1

www.nirs.org

4

18.2 Energia jądrowa dla odsalania wody Energia jądrowa jest już wykorzystywana do odsalania wody, co jest problemem niezwykle istotnym dla znacznych obszarów Świata cierpiących na brak wody pitnej. Spośród ogólnych zasobów wodnych, zaledwie 2,5% to woda pitna 2 , a i z tego niewielkiego ułamka 2/3 jest zamrożona w lodowcach. Z pozostałej części około 20% znajduje się w słabo dostępnych rejonach, a około ¾ pochodzi z monsunów i powodzi, które pojawiają się przypadkowo i przynoszą wodę silnie zanieczyszczoną, więc nie nadająca się do picia. Ostatecznie pozostaje do bezpośredniego użytku zaledwie 0,08% całkowitej ilości wody na kuli ziemskiej. Brak wody jest szczególnie ważny w Azji i Afryce Północnej, ale także na dużych obszarach Kazachstanu i innych dawnych republik radzieckich. Obecnie 1,1 miliarda ludzi jest pozbawionych wody bezpiecznie nadającej się do spożycia, a to powoduje 3,3 miliarda zachorowań i 2 miliony zgonów rocznie. Wraz ze wzrostem zaludnienia naszej planety można przewidywać, że ta już zła sytuacja będzie się pogarszać i może nawet wywoływać lokalne wojny o wodę, gdyż można oczekiwać, ze w okolicach roku 2025 niemal 2/3 ludności Świata będzie pozbawionych wody. Ta sytuacja każe bardzo poważnie skupić się na uruchomieniu wszystkich dostępnych technologii, które mogą zapobiec takiej katastrofie.

Rys. 18.3 Prosta i odwrócona osmoza. Jeśli poziom roztworu (rozpuszczalnik plus „duże” cząsteczki) w części A naczynia, oddzielonej od części B membraną M, jest taki sam (rysunek z lewej), jak poziom rozpuszczalnika w części B, cząsteczki rozpuszczalnika (zielone) będą przenikać do części A aż do wyrównania ciśnień rozpuszczalnika po obu stronach membrany (dyfuzja przez membranę może dotyczyć tylko cząsteczek o rozmiarach mniejszych od rozmiarów porów w membranie) . Nadwyżkę ciśnienia w części A, pochodzącą od „dużych” cząsteczek nazywamy ciśnieniem osmotycznym (rys. środkowy). Jeśli z kolei na roztwór w części A wywrzemy ciśnienie przewyższające osmotyczne, cząsteczki rozpuszczalnika zaczną przenikać do części B, a roztwór w części A będzie się zatężać (rys. z prawej). Proces ten nosi nazwę odwróconej osmozy.

Podobnie jak w wypadku produkcji wodoru, dzisiejsze metody odsalania wody morskiej (głównie wielostopniowa destylacja i zyskująca na znaczeniu odwrócona osmoza, patrz rys. 18.3) wykorzystują paliwa kopalne, a to z kolei przyczynia się do wzrostu ilości produkowanych gazów cieplarnianych. Aby zdać sobie sprawę z zapotrzebowania, dzisiejsza dzienna produkcja wody pitnej 3 , to 30 milionów m3, z czego połowa produkowana jest na 2

R.S.Faibish, T.Konishi, Nuclear Desalination: a viable option for producing freshwater, Desalination 157 (2003) 241-252 3 Wg http://www.uic.com.au/nip74.htm

5

Bliskim Wschodzie. Największa wytwórnia takiej wody produkuje dziennie 454 tysiące m3, a liczba wytwórni wody na Świecie sięga 12500. Produkcja ta pochłania wielkie ilości energii elektrycznej. Dla wyprodukowania 1 m3 wody pitnej metodą odwróconej osmozy (metoda ta jest popularna w Izraelu i na Malcie, a ostatnio w Singapurze) potrzeba zużyć około 6 kWh. Cena 1 m3 wyprodukowanej w ten sposób wody, to około 50 centów. Przykład jednostopniowego modułu membranowego do odwróconej osmozy pokazuje rys. 18.4. Metody destylacyjne wymagają prowadzenia procesu w temperaturach 70 – 130 stopni i dostarczenia energii elektrycznej 25 – 200 kWh/m3. Produkuje się dzięki nim czystszą wodę niż w metodzie odwróconej osmozy.

Rys. 18.4 Jednostopniowa jednostka membranowa do odsalania wody (prod. Toray, Japonia) Metoda odwróconej osmozy może być także efektywnie wykorzystywana w procesie zatężania odpadów promieniotwórczych. Na rys. 18.5 pokazany jest trzystopniowa kaskada modułów, stosowana w Zakładzie Unieszkodliwiania Odpadów Promieniotwórczych w Świerku. Ze względu na mechaniczną wytrzymałość membran takie zestawy stosuje się do zatężania jedynie odpadów β i γ−promieniotwórczych, natomiast samo funkcjonowanie membran jest identyczne, jak w wypadku odseparowywania solanki od czystej wody. W roku 1963 Philip Hammond z Oak Ridge National Laboratory zauważył, że reaktory jądrowe mogą dostarczyć energii niezbędnej do procesu odsalania wody morskiej, a przy tym wytwarzać energię elektryczną, tj. działać jako małe elektrownie jądrowe. Istotnie, Świat ma już za sobą doświadczenia ponad 150 reaktoro-lat takich zintegrowanych układów, w których reaktor jądrowy dostarcza energii niezbędnej dla procesu odsalania. Doświadczenia te były głównie udziałem Kazachstanu, Indii i Japonii. Nota bene, nie każdy wie, że 1 m3 wody morskiej zawiera ilość uranu wystarczającą do wyprodukowania 1 m3 świeżej wody z energii jego rozszczepienia. Dla celów odsalania wystarczą reaktory małe i średnie. Ocenia się, że mogłyby one dawać dzienną produkcję wody odpowiednio 80000–100000 m3 i 200000–500000 m3. Przykładem reaktora jądrowego wytwarzającego zarówno energię elektryczną, jak i energię potrzebną do odsalania wody, jest chłodzony sodem reaktor BN-350 na neutronach prędkich w Aktau, Kazachstan, działający od 1999 roku i będący zdolny do produkcji mocy elektrycznej do 135

6

MWe i wody pitnej 80000 m3/dzień. W Japonii działa 10 instalacji przyłączonych do reaktorów PWR, produkując dziennie 1000 – 3000 m3 wody. Wytwarzana woda służy także chłodzeniu reaktorów. Takie państwa, jak Indie, Rosja i Kanada mają już spore doświadczenia w zastosowaniu reaktorów do odsalania wody, a jednocześnie do celów grzewczych. Międzynarodowa Agencja Energii Atomowej także silnie promuje tego typu zastosowania energii jądrowej. Podobnie jak w wypadku produkcji wodoru główny pomysł polega na wykorzystaniu elektrowni jądrowych do zasilania sieci energetycznych w okresie najwyższego zapotrzebowania, a gdy się ono zmniejsza, wykorzystania energii elektrycznej do innych celów, jak napędzania pomp do odsalania metodą odwróconej osmozy. Projekty tego typu są rozwijane obecnie w Hiszpanii, Anglii, Indiach, Chinach, Pakistanie, Rosji, Tunezji, Maroku, Egipcie, Algierii, Korei Południowej, Indonezji i Argentynie. Istotnym elementem wszystkich projektów jest zapewnienie jak najniższych kosztów produkcji, konkurencyjnych w stosunku do konwencjonalnych technik. Służy temu program SEEP (od ang. Desalination Economic Evaluation Program) prowadzony przez Międzynarodową Agencję Energii Atomowej.

Rys. 18.5 Zestaw modułowy trzech jednostek membranowych używanych w Zakładzie Unieszkodliwiania Odpadów Promieniotwórczych w Świerku

7

Zagadnienie od strony technicznej wcale nie jest bardzo proste, gdyż niezależnie od normalnych warunków, które musi spełniać teren, aby można w nim umieścić reaktor jądrowy, tu musimy się starać umieścić reaktor w pobliżu centrum odbioru wytworzonej wody, musimy uwzględnić specyfikę odsalanej wody morskiej lub oceanicznej, a także możliwy wpływ odprowadzanej solanki na środowisko. Poza dyskusją staje się sprawa zabezpieczenia produkowanej wody pitnej przed uwolnieniami radioaktywnymi. Warto natomiast zdać sobie sprawę, że czas życia reaktorów jądrowych jest z reguły dłuższy niż czas życia urządzeń do odsalania. Tak więc należy tak przygotować całość instalacji, aby można było po czasie zużycia urządzeń do odsalania (ok. 25 lat) prowadzić ich wymianę bez przeszkadzania reaktorom w ich produkcji energii elektrycznej, ciepła i wody. W roku 2004 Rosjanie przedstawili 4 projekt ciekawej instalacji opartej na reaktorze wrzącym VK-300. Tu odsalanie wody odbywa się głównie droga wielostopniowej destylacji, a planowana wydajność instalacji, w skład której wchodzą dwa reaktory, to 300 000 l wody/dzień. Koszt produkcji wody został oceniony na 0,58 USD/l. Instalacja będzie dodatkowo dostarczała do sieci energetycznej 357 MWe, koszt zaś tej energii wynosi 0,029 USD/kWh. Na rys. 18.6 pokazujemy zaproponowany przez Rosjan uproszczony schemat instalacji, która może dostarczać także ciepła. Rosja też rozpatruje wykorzystanie reaktorów KLT-40 używanych w napędach statków. W tym kontekście warto także zwrócić uwagę na ocenę 5 , że reaktor wysokotemperaturowy z usypanym złożem, pracujący na mocy 20 MWt i mający rozmiary 10x10x10 metrów, może pracować w cyklu trzyletnim (bez wymiany paliwa) i zaspokoić pełne zapotrzebowanie na energię (elektryczną, cieplną, a także potrzebną na wyprodukowanie odpowiedniej ilości wody) dla ok. 27500 osób. Zgodnie z obecnymi trendami, taki reaktor nie wymagałby obsługi. Jego modułowość pozwala na wyprodukowanie go i przetestowanie u producenta, a następnie przetransportowanie go drogą lądową, wodną lub powietrzną na miejsce pracy. Raz uruchomiony reaktor z turbiną gazową jest sterowany i monitorowany zdalnie. Modułowa konstrukcja sprzyja także łatwości wymiany paliwa, niewielkie rozmiary pozwalają także umieścić go częściowo pod ziemią, a całość jest względnie tania zarówno na etapie inwestycji, jak i utrzymania. Podobnie długi cykl paliwowy ma mieć instalacja w Korei Południowej, gdzie myśli się o reaktorze SMART (od ang. System-integrated Modular Advanced Reactor) o mocy 330 MWt, skojarzonym z zespołami do wielostopniowej destylacji.

4

B.A.Gabarayev, Yu.N.Kuznetsov, A.A.Romenkov, Yu.A.Mishanina, Nuclear Desalination Complex with VK300 Boiling-Type Reactor Facility, World Nuclear Association Annual Symposium (2004) 1-16

5

G.A.K.Crommelin, I.W.F.Crommelin, Nuclear Desalination. The Small and Peaceful Way, Paper GT200453337, Proc. Of ASME Turbo Expo (2004) 1-7

8

Rys. 18.6 Uproszczony schemat instalacji do odsalania wody morskiej, generacji elektryczności i ciepła, opartej na reaktorze VK-300RF

9

18.3 Energia jądrowa w codziennym użyciu 6

Rys. 18.7 Typowy wygląd czujki dymu Czujka dymu, rys. 18.7, jest bodaj najprędzej rozpoznawalnym przedmiotem codziennego użytku, spotykanym w różnych salach i miejscach szczególnie chronionych przed pożarem. Jej „sercem” jest alfa-promieniotwórcze źródło 241Am. Izotop 241Am jest produktem rozpadu beta izotopu 241Pu wytwarzanego w reaktorze jądrowym. Choć istnieją wykrywacze dymu oparte na czujniku fotoelektrycznym, którego zmniejszające się natężenie świecenia sygnalizuje obecność dymu, czujki wykorzystujące promieniowanie alfa są jakościowo lepsze, a także niedrogie. Sam ameryk-241 jest izotopem długożyciowym, jego okres połowicznego zaniku, to 432 lat. Wysyłane przezeń promieniowanie alfa jest silnie pochłaniane w powietrzu i stąd też znajdująca się pod sufitem czujka nie stanowi dla ludzi żadnego zagrożenia radiacyjnego (zasięg tych cząstek w powietrzu wynosi ok. 4 cm). Dzieje się tak nawet pomimo emisji także niskoenergetycznego promieniowania gamma (energia 60 keV), z reguły silnie pochłanianego przez warstwę powietrza nad nami. Aktywność użytego izotopu jest ponadto niewielka, mniejsza od 35 kBq. Sam ameryk sprzedawany jest w formie AmO2 w cenie ok. 1500 USD/g, a z jednego grama można wytworzyć aż 5000 czujek! Konstrukcja izotopowej czujki dymu jest bardzo prosta, gdyż jest to de facto komora jonizacyjna. Promieniowanie alfa wytwarza w powietrzu jony, które z kolei są zbierane przez elektrody o niewielkiej różnicy potencjału między nimi. Gdy do środka czujki dostaje się dym, promieniowanie alfa jest zatrzymywane przez cząsteczki dymu, co radykalnie zmniejsza prąd w obwodzie czujki, a to z kolei wywołuje alarm. To proste i bezpieczne w działaniu urządzenie nie niesie żadnego niebezpieczeństwa, choć sam ameryk wchłonięty drogą pokarmową do organizmu może stać się dla niego zagrożeniem. Połknięcie dwutlenku ameryku, zawartego w czujce, nie spowodowałoby jednak istotnych konsekwencji, gdyż związek ten nie rozpuszcza się w wodzie i jest więc szybko wydalany przez organizm. W niektórych fotokopiarkach, aby zapobiec gromadzeniu się statycznych ładunków elektrycznych, używa się innego izotopu alfa-promieniotwórczego, a mianowicie polonu 6

Paragraf ten wykorzystuje w większości treść rozdziału 3 broszury L.Dobrzyński, E.Droste, W.Trojanowski, R.Wołkiewicz, Spotkanie z promieniotworczością, IPJ-Świerk (2005)

10

(210Po). Pewne ilości izotopów promieniotwórczych jak α-promieniotwórczy rad (226Ra) czy β-promieniotwórczy tryt (3H) znajdują się w farbach luminescencyjnych używanych w przyrządach stosowanych w nocy (np. w niektórych zegarkach). Nie stwierdzono ujemnego wpływu korzystania z tych zegarków na nasze zdrowie, a przecież globalna dawka związana ze ‘’świecącymi’’ zegarkami jest około czterokrotnie wyższa niż pochodząca z energetyki jądrowej! Zmiana związków radowych na trytowe znacznie zmniejsza tę dawkę, niemniej jednak wciąż w szerokim użyciu są zegarki starych typów. Radionuklidy są stale używane w znakach świecących, kompasach, tarczach telefonicznych, itp. Cząstki alfa używane były dla celów antystatycznych w szczoteczkach do odkurzania płyt gramofonowych i w sprzęcie fotograficznym. W szczególnie cienkich soczewkach optycznych zawarty jest czasem tor, który może napromieniowywać oczy dość znaczącą (co nie oznacza koniecznie – szkodliwą) dawką. Uran znajduje się czasem w sztucznych zębach, aby się lepiej błyszczały, ale niepotrzebną ceną za wrażenia estetyczne jest napromieniowanie dziąseł. Na szczęście obecnie odchodzi się od tego typu materiałów dentystycznych. W badaniach przemysłowych często wykorzystujemy zmianę absorpcji promieniowania jonizującego wynikającą z różnic grubości lub gęstości materiału. Na przykład, źródło promieniowania β może być użyte do pomiaru procesu grubości papieru podczas jego produkcji (rys. 18.8). W taki sam sposób można mierzyć grubość blachy, ważyć materiały w ruchu czy określać poziom cieczy w zamkniętych zbiornikach. Można używać promieniowania do analiz szczelności gazociągów, jakości spawów, czy korozji metali. Można też łatwo mierzyć np. poziom wypełnienia zbiornika danym materiałem, np. wypełnienie silosu ziarnem. Podobnie, jak w badaniach nieszczelności zbiorników z gazem, tu także przejeżdża się układem źródła i detektora (umieszczonych po przeciwnych stronach zbiornika) i sprawdza się miejsce, w którym następuje zasadnicza zmiana rejestrowanego natężenia. Jego spadek w określonym miejscu oznacza, że począwszy od tego miejsca zbiornik jest pusty.

Rys. 18.8 Schemat działania miernika grubości papieru

11

Warto podkreślić, że korzystając z radioznaczników staramy się wykorzystywać izotopy krótkożyciowe, co istotnie zmniejsza uciążliwość dalszego postępowania z pozostałymi po takich procedurach odpadami promieniotwórczymi. Techniki radiacyjne, tj. techniki korzystające z naświetlania materiałów promieniowaniem jonizującym, wykorzystuje się do modyfikacji własności ciał stałych, np. półprzewodników, do barwienia tkanin, szkła i kamieni jubilerskich. Te ostatnie działania polegają na wprowadzeniu do materiału odpowiednich defektów strukturalnych przez bombardowanie go wiązką neutronów, protonów, cząstek alfa itp. Przykładem takiego zastosowania może być produkcja tzw. membran trekowych i materiałów termokurczliwych. Dzięki bombardowaniu folii polietylenowej ciężkimi jonami otrzymujemy w niej bardzo małe kanały - treki (od ang. track - ślad). W wyniku odpowiedniego chemicznego wytrawienia powstają siatki z otworami o żądanej średnicy np. 0,2 mikrometra. Tak wytworzone siatki stosuje się np. jako filtry w kroplówkach. Polietylen ma jeszcze jedną ciekawą cechę. Naświetlony - zapamiętuje swój kształt. Możemy wytworzyć maleńkie rureczki, naświetlić je, a następnie rozciągnąć. Po podgrzaniu - rurki będą się kurczyły. Na tej zasadzie działają rurki i taśmy termokurczliwe, szeroko stosowane w przemyśle elektrycznym i elektronicznym.

Rys. 18.9 Schemat instalacji do oczyszczania gazów odlotowych przy użyciu akceleratorów elektronów

W ostatnim okresie wykorzystano techniki radiacyjne do oczyszczania gazów odlotowych (spalin) powstających w elektrowniach węglowych. Dzięki zjawisku wzbudzania cząsteczek gazu za pomocą wiązki elektronów można utleniać związki siarki (SO2) i azotu (NOx). Po doprowadzeniu do ich reakcji z parą wodną i neutralizacji amoniakiem otrzymujemy nawozy sztuczne będące mieszaninami siarczanu amonowego (NH4)2SO4 i azotanu amonowego 12

(NH4)NO3]. Cała stacja służąca do usuwania tych związków z gazów elektrociepłowni i wytwarzania nawozów jest dużo mniejsza i tańsza w budowie i eksploatacji od standardowych stacji oczyszczających, a uzyskiwane nawozy są chemicznie czystsze od uzyskiwanych dotychczasowymi metodami. Takie instalacje (których schemat pokazuje rys. 18.9) już działają w Elektrociepłowni Warszawa – Kawęczyn i w Elektrowni Dolna Odra. Napromieniowanie gazów wiązką elektronów zmniejsza emisję dwutlenku siarki o 98%, a tlenków azotu o 70-90%. Warto dodać, że Polacy mają patent na tę metodę wspólnie z Japończykami. Promieniowanie jonizujące o dużym natężeniu i odpowiedniej energii może niszczyć żywe komórki - może więc zabijać drobnoustroje. Z tego względu używane jest często przy wytwarzaniu artykułów codziennego użytku, a także do sterylizowania materiałów medycznych (igieł, strzykawek, endoprotez, szkieł kontaktowych itp.). Promieniowanie jądrowe wykorzystujemy też do higienizacji 7 opakowań i kosmetyków. Sterylizację poprzez napromieniowanie prowadzi się już po szczelnym zapakowaniu przedmiotów.

Rys. 18.10 Pieczarki szybko więdną, jednak po napromienieniu (z prawej) zachowują bardzo długo swój zdrowy wygląd i właściwości, a ich spożywanie nie stanowi najmniejszego zagrożenia dla życia człowieka Napromieniowanie wiązką promieni γ jest jedną z metod sterylizacji i utrwalania niektórych produktów żywnościowych. Uszkodzenie pod wpływem promieniowania jonizującego kwasu dezoksyrybonukleinowego (DNA) powoduje zahamowanie podziału komórki i może doprowadzić do jej śmierci. W ten sposób promieniowanie skutecznie hamuje rozwój bakterii chorobotwórczych, niszczy grzyby i pleśnie oraz zabija szkodniki (owady, larwy, jaja), które mogą być obecne w konserwowanej żywności. Dlatego też napromieniowanie przypraw, warzyw (np. cebuli i ziemniaków), owoców (np. truskawek), skutecznie przedłuża trwałość wielu produktów żywnościowych, a żywność napromieniowana nie różni się w praktyce od żywności świeżej (w wyniku typowego napromieniowania żywności na każde 10 milionów 7

W literaturze medycznej zwykło się odróżniać sterylizację, w którym to procesie materiał naświetla się dawką do 25 kGy (tak jest przy sprzęcie medycznym i biomateriałach zastępujących 14 różnych tkanek ludzkich), od higienizacji, kiedy to dawka nie przekracza 6 kGy (kosmetyki, opakowania itp.)

13

cząsteczek napromieniowanego obiektu w wyniku przemian radiacyjnych powstaje tylko ok. 6 zmienionych cząsteczek. Są to te same cząsteczki, które obserwuje się w żywności podgrzewanej). W przypadku żywności, w której w okresie składowania zachowane są utajone procesy życiowe (np. w ziemniakach, cebuli, czosnku itp.), niskie dawki promieniowania wywołują korzystny efekt hamowania kiełkowania. Dawki używane przy hamowaniu kiełkowania, czy przy zwalczaniu szkodników nigdy nie przekraczają 0,5 kGy, w konserwacji żywności używa się dawek 5 - 10 kGy. W ten sposób chroni się owoce, cebulę, ziarno, pieczarki (patrz rys. 18.10), małże i mięso oraz przyprawy. Jest to bodaj najefektywniejsza z metod eliminacji zakaźnych drobnoustrojów, jak np. pałeczek słynnej Salmonelli. Napromieniowanie pozostawia żywność w stanie znacznie bliższym oryginalnemu niż czynią to chemiczne konserwanty, a sama metoda jest bezpieczna i efektywna. Warto wiedzieć, że dobranie właściwych dawek powoduje powstawanie możliwie niewielkich ilości nowych związków chemicznych w naświetlanej żywności, a związki te nie są dla ludzi szkodliwe. Naświetlanie nie zmienia własności odżywczych i powoduje znacznie mniejsze zmiany niż obróbka cieplna. A ponadto, ponieważ do naświetlania używane są zewnętrzne źródła promieniowania gamma (60Co lub 137Cs), naświetlana żywność nie staje się promieniotwórcza, podobnie jak człowiek nie zaczyna promieniować po prześwietleniu płuc! Napromieniowanie zabija też insekty w ziarnie siewnym. Naświetlając promieniowaniem jonizującym owady, można doprowadzić do ich bezpłodności. Owady takie wypuszczone do swego naturalnego środowiska konkurują z innymi przedstawicielami swoich gatunków i doprowadzają do bardzo szybkiego zmniejszenia populacji na danym obszarze. Ta metoda zwalczania owadów, poprzez sterylizację, ma kilka znaczących przewag nad używaniem insektycydu: nie powoduje trucia innych istot żywych i powoduje znaczną redukcję populacji.

Rys. 18.11 Idea pomiaru szczelności zamkniętego zbiornika z gazem Wprowadzając do badanego obiektu izotop promieniotwórczy możemy śledzić jego drogę w materiale badając miejsce emisji promieniowania. Taki izotop, zwany znacznikiem promieniotwórczym, może być więc użyty do badania prędkości przepływu materiałów, czy procesów mieszania się ze sobą (lub rozdzielania) dwóch lub więcej faz. Znaczniki można też stosować do badania stopnia zużycia materiału lub narzędzi pracy, procesu korozji,

14

wykrywania nieszczelności zbiorników płynów i rurociągów. Na przykład, po dodaniu radioznacznika do zbiornika z gazem, patrz rys. 18.11, możemy radiometrem zbadać natężenie promieniowania na zewnątrz pojemnika. Podnoszenie się poziomu promieniowania w jakimś miejscu pojemnika będzie wskazywało na nieszczelność. Największe natężenie promieniowania zaobserwujemy w miejscu przecieku. Metoda ta jest całkowicie bezpieczna, ponieważ ilości i aktywności izotopów radioaktywnych mogą być bardzo małe a używane radioznaczniki nie wchodzą w skład łańcucha pokarmowego istot żywych. Podobna technika służy analizie przepływu wód gruntowych i przepływów zanieczyszczeń. Wlewając do zbiornika niewielką ilość substancji promieniotwórczych powodujemy, że ciecz staje się lekko promieniotwórcza. Dzięki pomiarom w różnych punktach zlewiska możemy dowiedzieć się, gdzie rozpływa się woda lub ścieki. Podobnie jak przy kontroli jakości, metoda jest całkowicie bezpieczna.

NAPROMIENIANIE

malowidło

neutrony

n+P

31

P

32

EKSPOZYCJA klisza

P

32

S

32

obraz utrwalony na kliszy

Rys. 18.12 Idea autoradiografii neutronowej: malowidło przesuwa się w poprzek strumienia neutronów z reaktora, a wzbudzonym promieniowaniem naświetla się kliszę. Na koniec należy wspomnieć o analizie aktywacyjnej, czyli technice pomiaru składu pierwiastkowego materiałów przy pomocy wzbudzania w atomach oraz jądrach atomowych badanego materiału promieniowania α, β, lub γ, które dla każdego izotopu poszukiwanego pierwiastka jest inne. W ten sposób możemy wykryć zanieczyszczenia w półprzewodnikach, wyznaczyć zawartość metali ciężkich w odpadach (takich jak np. popiół), określić zawartość azotu w ziarnach zbóż, zmierzyć koncentrację azotu, potasu i fosforu w nawozach sztucznych itp. Na szczególną uwagę zasługuje tu neutronowa analiza aktywacyjna. Jak sama nazwa wskazuje, punktem wyjściowym jest naświetlenie materiału neutronami. W obiekcie zachodzą reakcje wychwytu neutronów przez jądra atomowe. W ten sposób powstają nowe jądra, będące najczęściej izotopami promieniotwórczymi o znanych własnościach (okresach połowicznego zaniku i energii promieniowania γ). Natężenie mierzonego

15

promieniowania o określonej energii pozwala na wyznaczenie zawartości poszukiwanego pierwiastka - czasem z niewiarygodnie wysoką precyzją. Neutronową aktywację można zastosować do identyfikacji dzieł sztuki. Znając skład chemiczny farb w różnych epokach, możemy określić, kiedy dzieło powstało i czy jest oryginalne. Przykład techniki, którą posłużono się w Świerku w celu identyfikacji dzieła Tintoretta pokazany jest na rys. 18.12. Na „zdjęciach” (rys. 18.13) możemy zobaczyć również wewnętrzne warstwy obrazów, co daje możliwość studiowania techniki pracy artystów. Tę metodę wykorzystuje się także w archeologii, oceanografii, kosmologii, geologii a także w technologiach materiałowych i górnictwie oraz w kryminalistyce.

Rys. 18.13 Przykład zastosowania autoradiografii neutronowej: obraz Tintoretta, jak go widzimy (z lewej strony) i jak go widać po naświetleniu neutronami (z prawej)

W przemyśle stosujemy rozmaite radioizotopowe metody pomiarowe. Ponieważ umiemy określić, jak bardzo jest osłabiane dane promieniowanie podczas przejścia przez różne rodzaje i grubości osłon, możemy budować urządzenia służące do pomiarów gęstości, grubości i stężenia substancji. Jako źródeł używamy w tym celu przede wszystkim cezu 137Cs, kobaltu 60 Co i talu 204Tl. Przykład takiego zastosowania do badania grubości papieru podawaliśmy wcześniej. Urządzenia, na które warto tu zwrócić uwagę, to wagi izotopowe, czy mierniki zapylenia powietrza. Wagi izotopowe służą do bezdotykowego określenia masy substancji np. węgla. Umieszczając nad ładunkiem źródło i mierząc natężenie promieniowania detektorem po drugiej stronie, jesteśmy w stanie określić całkowitą masę węgla. Wagi izotopowe są stosowane przede wszystkim w elektrociepłowniach, ponieważ pozwalają na określenie zużycia węgla w każdej godzinie, dniu i miesiącu. Mierniki zapylenia powietrza działają dzięki zjawisku osłabiania promieniowania (stosujemy tu z reguły promieniowanie β) przechodzącego przez materię. Osadzający się na filtrze pył stanowi barierę dla promieniowania. Mierząc absorpcję promieniowania i znając objętość przepuszczonego przez filtr powietrza można wyznaczyć zapylenie środowiska. Jest to w gruncie rzeczy inna metoda określania masy substancji, w tym wypadku – osadzonych pyłów. 16

W zasadzie ta sama idea pomiarowa leży u podstaw defektoskopii materiałów. Ustawiając źródło po jednej stronie badanej substancji, a radiometr po drugiej i przesuwając je równolegle do siebie, jesteśmy w stanie określić, po zmianie liczby zliczeń, miejsce położenia defektu. Metoda ta szeroko stosowana jest do kontroli rurociągów. Najczęściej używanym izotopem jest tu 137Cs. Nauka posługuje się znacznikami promieniotwórczymi przy wytwarzaniu nowych lekarstw, badaniach rolniczych, tworzeniu i rozwoju odmian roślin odpornych na choroby, produkcji nawozów. Znaczniki promieniotwórcze stosuje się w wielu dziedzinach nauki: od biologii, medycyny czy agrotechniki do archeologii i nauk o Ziemi. Małe ilości materiałów promieniotwórczych służą do obserwacji ruchów różnych zanieczyszczeń w środowisku. W geologii określa się wiek skał i bada dryf kontynentalny na podstawie zawartości odpowiednich radionuklidów naturalnych w skałach. Archeolodzy szeroko korzystają z badań zawartości izotopu węgla 14C dla określania wieku znalezisk organicznych Reasumując: • Promieniowanie jądrowe służy badaniu materiału, ale nie wprowadza doń promieniotwórczości. Przykładami są tu badania np. grubości spawów, czy wzbudzanie tzw. fluorescencji rentgenowskiej celem zbadania składu pierwiastkowego obiektu: promieniowanie jądrowe pobudza tutaj jedynie atomy (a nie jądra) do promieniowania i takie pobudzenie nie powoduje zmian składu chemicznego badanej substancji. • Promieniowanie jądrowe inicjuje przemiany jąder atomowych badanego materiału, w wyniku czego powstają nowe izotopy lub pierwiastki. Jeżeli są one promieniotwórcze, możemy je zidentyfikować mierząc powstające promieniowanie α, β lub γ. W wyniku zaistniałych przemian jądrowych skład chemiczny obiektu może ulec zmianie. • Promieniowanie jądrowe służy zmianie własności materiału: zabijane są bakterie, pleśnie, insekty, modyfikuje się strukturę i inne własności fizyczne ciał stałych. • Badania dotyczą zawartości różnych izotopów (zarówno stabilnych jak i promieniotwórczych) znajdujących się w materiale (np. w badaniach geologicznych, geofizycznych, astrofizycznych czy badaniu zawartości węgla 14C w archeologii). Musimy jednak pamiętać, iż stosowanie materiałów promieniotwórczych w działalności człowieka zawsze prowadzi do powstania odpadów promieniotwórczych, głównie nisko- i średnioaktywnych. Brak dziś energetyki jądrowej w Polsce powoduje, że niewielka produkcja odpadów wysokoaktywnych jest jedynie wynikiem eksploatacji reaktora badawczego MARIA w Świerku. W Polsce ponad 90% odpadów promieniotwórczych pochodzi z działalności na rzecz ochrony zdrowia! O postępowaniu z nimi mieliśmy okazję już mówić w rozdz. IX.

18.4 Energia jądrowa w medycynie W potocznej opinii energia jądrowa łączy się z bombardowaniami Hiroszimy, Nagasaki, awarią reaktora w Czarnobylu i nadzwyczaj przesadnymi opiniami o fatalnych dla zdrowia ludzkości skutkach tych wydarzeń. Wielokrotnie nawiązywaliśmy do tego tematu i pokazywaliśmy, jak bardzo społeczna radiofobia nie znajduje gruntu w faktach. Nie ulega wątpliwości, że śmierć 150 – 200 tysięcy ofiar bombardowań w Hiroszimie i Nagasaki była nadzwyczaj bolesnym i przerażającym doświadczeniem (należy jednak wiedzieć, że większość zginęła nie z powodu promieniowania lecz podmuchu i gorąca). Jeśli jednak

17

uwzględnimy jego nadzwyczajność, związaną z II Wojną Światową, na obraz promieniowania jonizującego powinniśmy patrzeć także przez pryzmat milionów uratowanych istnień ludzkich dzięki zastosowaniu promieniowania jądrowego w medycynie. Zastosowania te są przede wszystkim dwojakie: w diagnostyce medycznej i w radioterapii, pomijam tu badania laboratoryjne prowadzone z użyciem izotopów promieniotwórczych, które też mają swój znaczący udział w ratowaniu zdrowia. Dla zilustrowania problemu warto uświadomić sobie, że gdy w Kanadzie załoga ośrodka Chalk River, produkującego izotopy promieniotwórcze, zagroziła strajkiem, jego konsekwencją byłaby konieczność zaprzestania w USA i Kanadzie około 47000 badań diagnostycznych dziennie (!). W tych krajach około 200 000 pacjentów jest rocznie poddawanych terapii z użyciem źródeł promieniowania jonizującego. Z kolei dane dla Niemiec ilustruje rys. 18.14. Jak widać, radioterapia i chirurgia połączona z naświetlaniami stanowi 18% całości procedur. Jeśli pominiemy terapię paliatywną i sytuacje, w których medycyna nie jest w stanie pomóc, okaże się, że promieniowanie jonizujące wykorzystywane jest w 40% stosowanych zabiegów.

350 000 chorych na raka rocznie 58% - raki zlokalizowane

Chirurgia (22%) Radioterapia (12%) Chirurgia i naświetlania (6%) Chemioterapia (5%) Terapia lokalna niemożliwa (18%) Terapia paliatywna (37%)

Rys. 18.14 Dane o rakach i metodach ich leczenia w Niemczech

Zakłady medycyny nuklearnej czy oddziały radiologiczne znajdują się w wielu szpitalach. Promieniowanie służy zarówno do diagnostyki (zdjęcia rentgenowskie klatki piersiowej, kości czy zębów), jak i do terapii (źródłem promieniotwórczym jest tu izotop kobaltu 60Co stanowiący serce tzw. bomby kobaltowej, patrz rys. 18.15). Promieniowanie jonizujące, ściślej – promieniowanie rentgenowskie o wysokiej energii, mogące skutecznie unieszkodliwić rozmnażające się w niekontrolowany sposób komórki rakowe, możemy wytworzyć w medycznym elektronów (jak np. NEPTUN czy Co-line pokazane na rys. 18.16), w którym wysokoenergetyczna wiązka elektronów uderza w tarczę metalową, w wyniku czego powstaje promieniowanie rentgenowskie. Promieniowanie to dociera do pacjenta przez odpowiedni system kolimatorów.

18

Rys. 18.15 Bomba kobaltowa – ważne narzędzie w terapii nowotworów

Rys. 18.16 Akceleratory medyczne NEPTUN i Co-line prod. ZdAJ - Świerk

W ostatnim okresie zaczęto wykorzystywać ciężkie cząstki i jony (hadrony) do terapii nowotworów. Ta nowoczesna i bardzo kosztowna technika wykorzystuje z jednej strony możliwość dotarcia cząstki na odpowiednią głębokość (sterowanie energią cząstki), z drugiej zaś przemiataniem promieniowaniem guza nowotworowego przy pomocy odchylania wiązki. Istotą terapii jest tu jednak przede wszystkim fakt, że największa jonizacja następuje w stosunkowo wąskim obszarze, w którym cząstka zatrzymuje się. Jest rzeczą oczywistą, że tak dobieramy parametry wiązki, aby działo się to w obszarze guza.

19

Medycyna nuklearna wykorzystując źródła izotopowe, wykrywa szereg schorzeń zanim wystąpią symptomy choroby i zapobiega niepotrzebnym zabiegom chirurgicznym. Skanowanie czy obrazowanie, dzięki którym możemy wykryć zmiany w kościach i innych organach, jest z reguły poprzedzone podaniem pacjentowi substancji promieniotwórczej, której promieniowanie jest następnie monitorowane przez system detektorów. Dzięki podaniu odpowiednich ilości radiofarmaceutyków, które gromadzą się w tkance nowotworowej, można określić zarówno miejsce guza, jak i zniszczyć go, nie niszcząc przy tym zdrowej tkanki w jego sąsiedztwie. Znaczniki izotopowe pozwalają badać procesy biologiczne zarówno w żywym organizmie (in vivo), jak i po wypreparowaniu tkanek czy płynów ustrojowych (in vitro).

Radionuklid Planarna scyntygrafia statyczna

Komputerowa tomografia Emisyjna ECT

Planarna Scyntygrafia dynamiczna Fotonowa Tomografia Komputerowa SPECT

Tomografia pozytonowa PET

Rys. 18.17 Techniki obrazowania medycznego dla celów diagnostycznych Typowymi izotopami wykorzystywanymi w tym celu są jod 131I (używany również do terapii radioizotopowej) oraz technet 99mTc. Część analiz można prowadzić bez kontaktu pacjenta z izotopami radioaktywnymi. Niektóre izotopy (np. jod 125I czy tryt 3H) używane są w rutynowych analizach chemicznych, w których określa się poziom hormonów, czy cechy krwi i moczu. Zastosowanie radionuklidów w medycynie nuklearnej, a ściślej mówiąc – w obrazowaniu organów wewnętrznych, pokazane jest schematycznie na rys. 18.17. Podstawową sprawą w danej procedurze jest uzyskanie właściwego radionuklidu. Ten może powstać w drodze reakcji jądrowej zainicjowanej cząstką-pociskiem z akceleratora, może jednak też być wytworzony w reaktorze jądrowym bądź w drodze naświetlenia tarczy strumieniem neutronów, bądź jako produkt rozszczepienia cięższego nuklidu. Otrzymana aktywność wyprodukowanych izotopów zależy od kilku czynników, jak • strumień cząstek – pocisków Φ, tj. liczba cząstek przypadająca w czasie 1 s na powierzchnię 1 cm2 • liczba N jąder w tarczy • przekrój czynny σ na daną reakcję

20

• •

czas napromienienia t stała rozpadu λ produkowanego izotopu promieniotwórczego

Typowymi reakcjami wykorzystywanymi do produkcji izotopów dla celów medycyny nuklearnej są np. 50 24

Cr + 01n→ 2451Cr + γ

98 42

Mo + 01n→ 4299 Mo + γ

132 54

Xe + 01n→133 54 Xe + γ

51

Cr używany jest do znakowania czerwonych ciałek krwi i skanowania śledziony; Mo jest źródłem („krową”) dla 99mTc („mleka”) – najczęściej używanego radionuklidu; 133 Xe jest wykorzystywany do badania wentylacji płuc. 99

Otrzymywaną aktywność produkowanych nuklidów promieniotwórczych można obliczyć z bardzo prostego wzoru: A = Φ ⋅ N ⋅ σ ⋅ (1 − e − λt )

(18.1)

gdzie znaczenie symboli podaliśmy wyżej. Z powyższego wzoru łatwo wynika, że długie naświetlanie (w stosunku do czasu życia produkowanego izotopu) w reaktorze nie jest opłacalne, gdyż naświetlając tarczę dłużej niż około połowy połowicznego okresu zaniku w zasadzie nie zyskujemy na wytwarzanej aktywności, natomiast znakomicie podwyższamy koszt produkcji. Typowym izotopem powstającym w reaktorze i wykorzystywanym w medycynie nuklearnej jest 131I oraz 99Mo – jądro macierzyste dla 99mTc. Jak pokazywaliśmy wcześniej, pierwszy z tych izotopów jest przydatny w radioterapii. Drugi, ze względu na okres połowicznego zaniku ok. 6 godzin jest silnie eksploatowany w diagnostyce. Wprowadzenie do organizmu radiofarmaceutyka powoduje, że z interesującego nas narządu wydobywa się promieniowanie gamma, którego natężenie można zmierzyć całościowo, a więc w sposób pozwalający ocenić stopień wchłonięcia się specyfiku, bądź też obejrzeć rozkład natężenia wydobywającego się promieniowania. Taki rozkład jest tożsamy z rozkładem przestrzennym wchłonięcia radiofarmaceutyka przez dany narząd, co pozwala nam wydać diagnozę stanu tego narządu. Najpopularniejszym przyrządem służącym do obserwacji tego typu jest tzw. gamma-kamera, która może być jedno- lub wielogłowicowa, jak pokazana na rys. 18.18 . Wzrastająca potrzeba posiadania izotopów promieniotwórczych dla celów medycznych jest zjawiskiem światowym, szczególnie zaznaczonym w krajach wysoko rozwiniętych. Od roku 1995. w USA zaobserwowano wykładniczy wzrost tego zapotrzebowania. Jak się ocenia, w okresie 2000-2020 zapotrzebowanie na izotopy promieniotwórcze dla samej terapii wzrośnie 100 razy! Podobnego, niemal wykładniczego wzrostu należy spodziewać się w Europie.

21

Rys. 18.18 Wygląd typowych gamma-kamer: dwu- i trójgłowicowych. Kamera obracając się wokół pacjenta wykonuje serię zdjęć pokazujących rozkład natężenia promieniowania w funkcji kąta, pod którym ono wychodzi z pacjenta. W ostatnim etapie dokonuje się rekonstrukcji obrazu tomograficznego.

Wśród pierwiastków promieniotwórczych jod (I) gra szczególną rolę, gdyż jest łatwo i selektywnie wchłaniany przez tarczycę. Pozwala to na wykorzystanie go w niewielkich dawkach dla celów diagnostycznych, a także może służyć do terapii raka tarczycy, niszczonego promieniowaniem jodu znajdującego się wewnątrz tarczycy. W takiej sytuacji jest stosunkowo łatwo dostosować dawkę terapeutyczną do rozmiaru guza. Jod 131I (promieniotwórczość β, γ o połówkowym okresie zaniku 8 dni) od ponad 50 lat jest wykorzystywany do badań czynności tarczycy. Z kolei 99mTc (metastabilny stan wzbudzony technetu-99 o okresie połowicznego rozpadu 6 godzin) jest także bardzo dobrym znacznikiem promieniotwórczym, wykorzystywanym do badań mózgu, wątroby, płuc itd. Rad i stront, jako jądra promieniotwórcze, są wykorzystywane do badań struktur kostnych. Najbardziej interesującymi z fizjologicznego punktu widzenia są takie pierwiastki jak C (węgiel), N (azot), O (tlen). Pierwiastki te mają krótkożyciowe izotopy emitujące pozytony i są stosowane w technice PET 8 . W użyciu są następujące emitery pozytonów: 11C, 13N, 15 O oraz 18F (Fluor). Jest rzeczą oczywistą, że promieniowanie jonizujące, które używane jest dla celów diagnostycznych lub terapeutycznych może też nieść ze sobą negatywne dla zdrowia skutki. W związku z tym, przed podjęciem decyzji o użyciu źródeł promieniotwórczych, naturalnych lub sztucznych, lekarz musi mieć pewność, że zyski z zastosowania procedury są wielokrotnie większe niż potencjalne szkody. Zarówno pacjent, jak i personel medyczny muszą działać w taki sposób, aby zminimalizować narażenie.

8

O tej, jak i innej technice diagnostycznej, SPECT, można dowiedzieć się więcej z wykładu L.Dobrzyński, „Podstawy fizyczne medycyny nuklearnej” http://alpha.uwb.edu.pl/ludwik

22

18.5 Zastosowanie energii jądrowej w archeologii i historii sztuki 9 Najpowszechniej chyba znaną metodą jądrową stosowaną w archeologii i historii sztuki jest datowanie, tj. badanie wieku obiektów różnego rodzaju znalezisk archeologicznych, obrazów i innych dzieł sztuki. Dotychczas opracowano kilkanaście metod datowania z wykorzystaniem wiedzy na temat izotopów promieniotwórczych. Dla znalezisk organicznych najbardziej podstawową pozostaje metoda węgla 14C. Metoda ta opiera się na fakcie, że wszystkie żywe organizmy w trakcie swojego istnienia wymieniają z otoczeniem węgiel. W węglu znaną domieszkę stanowi kosmogenny 10 , promieniotwórczy izotop 14C, o okresie połowicznego zaniku 5730 lat. Po śmierci organizmu „dowóz” węgla z pokarmem ustaje, a zawartość 14C zaczyna spadać ze względu na rozpad promieniotwórczy tego izotopu. Stąd wiemy, że organizm, u którego jest np. 4 razy mniej węgla radioaktywnego niż normalnie, zmarł 11460 lat temu. Innymi słowy, do takiego datowania można użyć pomiaru stosunku zawartości izotopu 14C do 12C. Na rys. 18.19 pokazany jest spektrometr mas służący właśnie do tego celu.

Rys. 18.19 Spektrometr mas służący do określania stosunku 14C/12C w badanej, kilkumiligramowej próbce Za pokazanie możliwości datowania tą metodą Willard Libby otrzymał w roku 1960 Nagrodę Nobla. Zgodnie z obliczeniami Libby’ego, ilość izotopu 14C na Ziemi jest znikoma: zaledwie 80 ton (98,9% węgla w przyrodzie, to stabilny izotop 12C, a niemal cała reszta, ok. 1,1%, to 9

W tym paragrafie korzystamy przede wszystkim z materiałów „Czym zajmuje się fizyka i technika jądrowa”, zamieszczonych na stronie internetowej www.ipj.gov.pl oraz w wielojęzycznym materiale edukacyjnym, zamieszczonym na stronie www.nupex.org (teksty polskie są w obu wypadkach identyczne) 10 Izotop ten tworzy się w wyniku reakcji neutronów spalacyjnych z jądrami azotu. Neutrony zaś powstają w reakcjach kruszenia wysokoenergetycznych neutronów z jądrami atmosfery. W wyniku reakcji z tlenem powstaje 14CO2, który dociera do powierzchni Ziemi i jest przyswajany przez rośliny. Te z kolei są spożywane przez zwierzęta itd.

23

inny izotop stabilny – 13C. Zawartość 14C, to około 10-10%!). Jego czas życia w zasadzie nie pozwala na dobre wyznaczenie wieku obiektu powyżej około 50 tysięcy lat, natomiast eksperymentalne osiągnięcie precyzji datowania poniżej 100 lat też nie jest łatwe. W datowaniu należy bowiem uwzględniać cały szereg okoliczności, które mogły zmienić w danym okresie względną zawartość izotopu 14C. Choćby wzmożona aktywność Słońca, zwiększona emisja dwutlenku węgla do atmosfery, prowadzone w swoim czasie próbne wybuchy jądrowe – wszystko to powoduje efektywne zmiany tej zawartości. Natomiast możemy przyjąć z zupełnie dobrym przybliżeniem, że intensywność promieniowania kosmicznego, decydującego o zawartości 14C w atmosferze, w zasadzie nie zmieniała się przez szereg ostatnich tysiącleci a nawet kilkudziesięciu tysięcy lat. Jeśli aktywność 14C w chwili przerwania jej przemian (metabolizmu) wynosiła A0, natomiast zmierzona i odniesiona do roku 1950-go (przyjęty standard międzynarodowy) aktywność próbki wynosi A, to wiek próbki można obliczyć ze wzoru: t=

T1 / 2 A 0 ln , ln 2 A

(18.1)

gdzie T1/2 = 5730 lat. Niewątpliwie metoda węglowa nie nadaje się do datowania wieku skał i minerałów, podobnie jak samego węgla czy ropy naftowej, gdyż w tym wypadku czas życia izotopu 14C jest znacznie krótszy i można z dobrym przybliżeniem przyjąć, że tego izotopu po prostu tam nie ma. Tu można efektywnie wykorzystać metody oparte na pomiarze zawartości izotopów ołowiu pochodzących z rozpadów promieniotwórczych uranu i toru. I tak izotopy 206Pb, 207Pb i 208Pb są produktami końcowymi szeregów promieniotwórczych odpowiednio 238U (T1/2 = 4,5·109 lat), 235U (T1/2 = 0,7·109 lat)i 232Th (T1/2 = 1,2·1010 lat), których okresy połowicznego zaniku znamy ze względnie dużą dokładnością. Ponieważ wszystkie te trzy izotopy ołowiu wciąż się tworzą, więc znajomość pierwotnych proporcji izotopów oparto na analizie materiałów, w których uran czy tor nie występują, jak w meteorytach żelaznych lub występujących w naturze minerałach typu galeny (kryształów siarczku ołowiu - PbS). W tych standardach powstałe izotopy pochodzą bezpośrednio z nukleosyntezy (należy tu uwzględnić np. izotop 204Pb) oraz z izotopów powstałych w wyniku rozpadów uranu i toru zanim nastąpiło oddzielenie się ołowiu tworzącego galenę. Zawartość pochodzącego wyłącznie z nukleosyntezy 204Pb w badanej próbce jest wskaźnikiem oryginalnej ilości zwykłego ołowiu. Niewątpliwie zegar mierzący nam czasy geologiczne musi być oparty na izotopach, które rozpadają się w porównywalnych czasach. Oprócz omówionego zegara uranowo-ołowiowego stosuje się także datowanie potasowo-argonowe, w którym korzysta się z faktu, że w 10,7% rozpadów beta izotopu 40K tworzy się izotop argonu 40Ar. Metoda ta jest stosowana do obiektów o wieku 100 tysięcy do 3 milionów lat. Innym wariantem jest datowanie rubidowostrontowe, w którym korzystamy z przemiany beta nuklidu 87Rb (T1/2 = 4,8·1010 lat) w 87Sr. Ponieważ liczba jąder pierwiastków wyjściowych zmienia się jak e-λt, gdzie λ jest stałą rozpadu, podczas gdy liczba jąder pochodnych wzrasta jak 1 - e-λt, stosunek liczby jąder pochodnych do macierzystych po czasie t wynosi N k 1 − e − λt = − λt = e λt − 1 N e

24

(18.2)

W datowaniu potasowo-argonowym początkowa wartość Nk/N=0,107. Mając zatem zmierzoną względną zawartość obu izotopów wystarczy podzielić ją przez 0,107 i przyrównać wynik do prawej strony równania (18.2) aby uzyskać wiek t obiektu. Dokładność określenia wieku w ewidentny więc sposób zależy od naszej pewności, że od momentu rozpadu liczba jąder macierzystych nie zmieniała się, a także jądra powstałe w szeregu promieniotwórczym, jak np. radon, nie ubywały z próbki. Ponieważ zawartość 14C w atmosferze nie jest stała w czasie, koniecznością jest kalibrowanie dat otrzymywanych przy użyciu 14C w oparciu o inne techniki. Jedną z nich jest dendrochronologia, wykorzystująca przyrost słojów drzewnych. Metoda ta pozwala na wyznaczanie okresu około 11400 lat. Dla wyznaczania wieku w granicach 10000 do 30000 lat korzysta się z kalibracji uranowo-torowej korali. Wyniki datowań z użyciem 14C dotyczą czasów z reguły krótszych niż w powyższych dwóch technikach. Ograniczenie bierze się między innymi ze zmian produkcji 14C w atmosferze. Dla właściwej kalibracji zawartości 14C korzysta się zatem z datowania przy pomocy słojów drzewnych, jeśli interesuje nas okres ostatnich 12000 lat, a korali i osadów w jeziorach, jeśli wyznaczamy jeszcze starsze lata. Poniżej podajemy stosunkowo niedawny przykład nietypowej analizy „człowieka lodowego”, znalezionego w 1991 roku (rys.18.20).

Rys. 18.20 Częściowo zamrożone ciało człowieka lodowego, Otzi'ego, w chwili odkrycia w roku 1991 w Alpach na granicy Austriacko-Włoskiej.

We wrześniu 1991 roku dwóch turystów znalazło w górach ciało mężczyzny wystające w połowie spod lodu. Człowiek lodowy (nazwany później pieszczotliwie Otzi: zgodnie z rejonem górskim, w którym został znaleziony) zmarł zapewne ponad 4 000 lat temu. Otzi'ego badano ponad 6 lat na Uniwersytecie w Innsbruku. Pomiary zawartości 14C przeprowadzono (w laboratoriach w Zurichu i Oxfordu), wykorzystując zarówno miligramowe ilości kości i tkanek Otzi'ego, jak i ekwipunku oraz materiałów ewidentnie należących do Otzi'ego, a także osadów zebranych z miejsca znaleziska (badania w Wiedniu). Wiek bez pełnej kalibracji wynosi 4550 lat przed chwilą obecną. Po kalibracji wykorzystującej krzywe otrzymywane ze słoi drzewnych, wiek ustalono na starszy o 650 lat. Na poziomie ufności 95,4% jego wiek zawiera się w granicach 3770-3320 (34,3%) lat temu i 3230-3100 lat temu (61,1%). Analiza ziaren znalezionych w jelitach, jak również minerałów znajdujących się we włosach prowadzi do wniosku, że Otzi szedł z południowego Tyrolu, gdy zaskoczył go śnieg i lód. Ponadto, analizując izotopowy skład węgla i tlenu w zębach i kościach człowieka lodowego, badacze mogą rozróżnić kraj jego wczesnego dzieciństwa i kraj, w którym przebywał później.

25

Rys. 18.21 Obrazy naskalne, których wiek ustalano metoda datowania 14C Na rys. 18.21 podajemy przykłady obrazów naskalnych, których wiek określono metodą datowania węglem-14. Tradycyjne datowanie węglem polega na pomiarze promieniowania beta izotopu 14C. Metoda ta wymaga jednak użycia stosunkowo dużej próbki. Na przykład, próbując określić wiek malowidła naskalnego w Altamirze (Płn. Hiszpania), pokazanego w dolnej partii rys. 18.21, musielibyśmy trochę zniszczyć to malowidło. Metody akceleratorowe, a ściśle – spektrometrii masowej, określania zawartości poszczególnych izotopów wymagają znacznie mniejszych ilości próbek. Wystarczyło zeskrobać przy użyciu skalpela ok. 20-40 mg z ciemnego fragmentu malowidła, aby uzyskać węgiel potrzebny do badań. Datowanie węglem-14 węgla drzewnego użytego do malowania tego obrazu pozwoliło ustalić wiek malowidła na 14 000 ± 400 lat. Do szczególnego rodzaju datowania nadaje się śledzenie zawartości trytu w zamkniętych zbiornikach wodnych. Tryt jest, jak wiadomo kosmogenny, ale też pojawia się w atmosferze wskutek wybuchów jądrowych i awarii reaktorów. Jeśli wraz z opadem dostanie się do wody, a następnie dopływ atmosfery zostanie przerwany, zawartość promieniotwórczego trytu może 26

stanowić też wskaźnik wieku zamkniętego pojemnika (okres połowicznego zaniku trytu, to 2,34 lat). Pomiar nie jest łatwy, gdyż koncentracje trytu są generalnie szalenie małe, więc w pomiarze należy zapewnić nadzwyczajnie niski poziom tła pomiarowego. Na dobrą sprawę, to co się mierzy to jądro pochodne rozpadu trytu, a więc zawartość stabilnego izotopu 3He np. w wodzie gruntowej. Taka woda może spędzać tysiące lat będąc całkowicie odizolowana od atmosfery. Dzięki znanemu czasowi prób z bronią jądrową, można było użyć zwiększonej koncentracji trytu jako swoistego markera czasu. Badając stosunek koncentracji izotopów 3H i 3 He można określić „wiek” wody gruntowej, tj. czas, który upłynął od momentu odizolowania się tej wody od atmosfery. Tego rodzaju badania są użyteczne dla oceniania wielkości zasobów wodnych. Jako przykład może posłużyć zbadanie „wieku” wody gruntowej w jednej z oaz w Omanie, gdzie stwierdzono, że „wiek” ten wynosi 5-6 lat. Ponieważ mamy do czynienia z pustynią, oznacza to, że właśnie taki czas jest potrzebny na przesączenie się wody z powierzchni pustyni na głębokość 1000 m. Oznacza to dalej, że opady deszczowe raz na 5 lat wystarczą dla zapewnienia życia w oazie.

Rys.18.22 Aktywność cezu-137 w winie Bordeaux w funkcji lat

Jak bardzo historia odbija się w zamkniętych zbiornikach widać na dosyć zabawnym przykładzie pomiaru koncentracji 137Cs w winie Bordeaux 11 , patrz rys. 18.22. W przebiegu aktywności cezu-137 odbija się wyraźnie okres wzmożonych prób jądrowych (lata 19551965), jak i awaria reaktora w Czarnobylu (1986 r.). Pokazany przebieg aktywności może 11

F.Hubert, Ph.Hubert, Nuclear Physics News 13 (2003), No.1, 34

27

stanowić teraz znakomity zegar dla datowania roczników wina Bordeaux. Zmierzone nadzwyczaj słabe aktywności, zawsze mniejsze od ok. 1 Bq/l, wymagają prowadzenia bardzo dokładnych pomiarów. Nie powinny one w żaden sposób odstraszać amatorów wina od picia, gdyż tak niewielkie koncentracje nie są w najmniejszym stopniu szkodliwe dla zdrowia. Inną jeszcze techniką datowania 12 jest metoda uranowo-torowa. Korale w czasie swego życia pochłaniają uran, w tym izotop 234U (okres połowicznego zaniku 245500 lat) będący w morzu, nie absorbują jednak też tam obecnego izotopu toru - 230 Th. Gdy koral umrze, 230Th o okresie połowicznego zaniku 75380 lat, pochodzący z promieniotwórczego rozpadu tego izotopu uranu, kumuluje się w szkielecie korala. Mierząc stosunek zawartości uranu i toru można zatem wyznaczyć wiek korala. Metoda uranowo-torowa wykorzystywana jest do datowania szkieletów, kopalin i zębów, których wiek zawiera się w granicach 10000 do 350000 lat. Jeśli próbka jest starsza niż 30000 lat albo nie zawiera węgla, metoda ta, oparta na promieniowaniu uranu, jest jedyną, dającą się zastosować. Zastosowanie metod jądrowych w historii sztuki, to nie tylko datowanie. Bardzo często jesteśmy zainteresowani podglądaniem warsztatu danego twórcy, a więc zarówno stosowanych farb, jak i pracy nad ostateczną formą dzieła. Nie mniej istotną sprawą jest stwierdzenia, w jaki sposób powinniśmy konserwować dane dzieło sztuki. We wszystkich tych wypadkach metody jądrowe okazują się bardzo użyteczne. Metody te dzielimy 13 na trzy rodzaje: • radiografię • techniki analityczne • oraz analizę izotopową zawartości nuklidów stabilnych. Jak sama nazwa wskazuje, w technice radiografii bada się obraz wiązki promieniowania rentgenowskiego, beta, gamma lub neutronów po przejściu przez badany obiekt. Z jednej strony możemy, dzięki kontrastowi optycznemu, zobaczyć szczegóły obrazu nie widoczne gołym okiem, z drugiej zaś – dzięki możliwości wzbudzenia fluorescencji, zobaczenia rozkładu pierwiastkowego w obiekcie. Takim obiektem może być obraz, skorupa, obiekty drewniane – w zależności od rodzaju materiału któreś z rodzajów promieniowania będzie miało przewagę nad innymi. W typowej rentgenografii obrazu możemy zauważyć zmiany w kompozycji dzieła, a także rozróżnić stare i nowsze warstwy farby. Rozwinięcie się techniki tomografii komputerowej w medycynie zaowocowało rozwinięciem się tej techniki także w historii sztuki, gdyż pozawala ona na badanie poprzecznych przekrojów badanych obiektów sztuki. Taka technika jest szczególnie przydatna przy badaniu np. wnętrza rzeźb. W wypadku obiektów dużych, promieniowanie rentgenowskie jest nazbyt silnie pochłaniane, aby mogło być użyteczne i z tego względu stosuje się tu raczej wysokoenergetyczne promieniowanie gamma np. ze źródła 137Cs (661 keV) czy 60Co (energie 1,173 i 1,333 MeV). Jako przykład pokazujemy na rys. 18.23 prześwietlenie rzeźby Afrodyty w celu uzyskania informacji o strukturze marmuru użytego w rzeźbie.

12

Zarówno o tej, jak i kilku innych metodach datowania można dowiedzieć się nieco więcej na stronach www.ipj.gov.pl w materiale edukacyjnym „Czy zajmuje się fizyka i technika jądrowa” 13 wg E.Pańczyk, Zastosowanie Technik Jądrowych w Konserwacji i Identyfikacji Dzieł Sztuki, w „Promieniowanie jako źródło informacji o właściwościach materii”, Polskie Towarzystwo Nukleoniczne, Warszawa (2001), str. 107-119

28

Rys. 18.23 Radiografia gamma rzeźby Afrodyty w Luwrze w celu uzyskania informacji o strukturze marmuru Nieco wcześniej podawaliśmy przykład autoradiografii neutronowej, rys. 18.13. Jej istota polega na powstawaniu pod wpływem neutronów izotopów emitujących promieniowanie gamma i/lub beta, które mogą zaświetlać klisze rentgenowską. Niezależnie można badać oczywiście widmo energetyczne wzbudzanego promieniowania, pozwalającego na analizę pierwiastkową np. pigmentu użytego w farbach czy spoiwach malarskich12. Ponieważ oddziaływanie neutronów i promieniowania rentgenowskiego z pierwiastkami jest inne, pokazany na rys. 18.13 autoradiogram ujawniający pierwotny zamysł Tintoretta jest różny od rentgenogramu tego samego obrazu, na którym widać portret innego mężczyzny niż admirała uwidocznionego w powłoce zewnętrznej obrazu. Jak wspomnieliśmy, dzięki wzbudzaniu fluorescencji przy naświetlaniu neutronami, możemy wykonać analizę pierwiastkową obiektu. Innymi słowy, wykorzystujemy tu neutronową analizę aktywacyjną, która pozwala na jednoczesne zidentyfikowanie kilkudziesięciu pierwiastków w bardzo niewielkiej ilości materiału, rzędu 0,5 mg! Metoda ta stosowana jest w badaniu pigmentów, ceramik, stopów miedzi, kamieni takich, jak marmur, alabaster czy piaskowiec. W tego typu analizach można także wykorzystywać fakt, że różne zaaktywowane izotopy promieniotwórcze mają różne okresy połowicznego zaniku. Pozwala to nastawić się na obserwację konkretnego izotopu pierwiastka, który powinien występować np. w określonym pigmencie. W Instytucie Chemii i Techniki Jądrowej w Warszawie prowadzi się tą techniką prace nad malarstwem tablicowym i znaleziskami archeologicznymi. W badaniach tych szczególną uwagę poświęca się oznaczaniu pierwiastków śladowych w bieli ołowiowej i zaprawach kredowych. Rozkład ten bowiem jest charakterystyczny dla danej szkoły malarskiej, korzystającej z konkretnych źródeł zaopatrzenia w pigmenty. W podobny sposób można starać się ustalić miejsce pochodzenia kamienia, z którego wykonano daną rzeźbę. Materiały pochodzące z różnych źródeł, o różnej przeszłości geologicznej, charakteryzują się też różnymi stosunkami zawartości nuklidów stabilnych, jako że stosunki te kształtują się w chwili tworzenia danego złoża. Stosunki izotopowe ołowiu w monetach, brązach i szkłach, a także niektórych pigmentach, stosunki izotopowe tlenu i strontu w marmurach, siarki w

29

ultramarynie naturalnej, to tylko przykłady zastosowań analizy stosunków izotopowych izotopów stabilnych. Analiza ta pozwala historykom sztuki na stwierdzenie autentyczności obiektu, a archeologom dowiedzieć się o szlakach handlowych pomiędzy starodawnymi krajami. Na końcu warto wspomnieć też o radiacyjnej dezynfekcji, tj. wykorzystaniu promieniowania jonizującego do zniszczenia flory bakteryjnej, pleśni, grzybów i owadów uszkadzających powierzchnie obiektów o wartości historycznej. Wykorzystuje się w tym celu zarówno źródła promieniowania gamma (cezowe lub kobaltowe), jak i wiązki elektronów z akceleratorów elektronów. W Polsce ta technika jest głównie rozwijana w Międzyresortowym Instytucie Techniki Radiacyjnej Politechniki Łódzkiej oraz w Instytucie Chemii i Techniki Jądrowej w Warszawie. Przy pomocy promieniowania można też zestalić płynne monomery i żywice syntetyczne. Wprowadzając płynną masę w pory materiału, a następnie przekształcając ją w ciało stałe, możemy dokonać zespolenia (konsolidacji radiacyjnej) drewna, kamienia, betonu, wyrobów ceramicznych itp.

Jako przykład pierwszej metody może posłużyć przypadek konserwacji mumii Ramzesa II, rys. 18.24, która została zainfekowana przez szybko rozmnażający się grzyb, zagrażający konserwacji mumii. W tej sytuacji zadecydowano o przesłaniu mumii z Kairu do Paryża, gdzie mumię naświetlono promieniowaniem γ.

Rys. 18.24 Mumia Ramzesa II

18.6 Przykłady przemysłów i narażenia na promieniowanie jonizujące pochodzące z naturalnych źródeł 14 Kończąc przegląd technik, w których energia jądrowa wykorzystywana jest w inny sposób lub do innych celów niż dotychczas omawiane, chcielibyśmy w niniejszym paragrafie dać przegląd przemysłów, w których wykorzystywane są naturalne źródła promieniotwórcze oraz podać typowe narażenie personelu na promieniowanie jonizujące na stanowiskach pracy. Dziś izotopy promieniotwórcze znajdują różnorakie zastosowania. Część omówiliśmy już wcześniej. Podsumujmy jednak:

14

wg. biuletynu: „Bezpieczeństwo jądrowe i ochrona radiologiczna” tom 37, nr 1, rok 1999, str. 17 i 18 Szczegółowe przepisy dotyczące narażenia zawodowego - patrz http://www.paa.gov.pl

30

Tab. 18.1 Przemysł wykorzystujący źródła promieniotwórcze a narażenie radiacyjne Lp

Działalność, przemysł, wyrób

Typowe stężenia radionuklidów

Narażenie zawodowe > 1mSv

Narażenie osób postronnych

1.

Fosforany: produkcja nawozów

do kilku kBq/kg (U, Ra)

możliwe

możliwe

2.

Kwas ortofosforowy: Detergenty, żywność

do 100 kBq/kg (Ra)

możliwe

możliwe

3.

Produkcja kwasu siarkowego

możliwe

(składowanie !)

4.

Odwadnianie kopalń węgla

żużel z pirytów > 1 kBq/kg

szlamy do 100 kBq/kg

5.

Węgiel i popiół lotny

do 10 kBq/kg

6.

Wytop metali: cyny Sn, ołowiu Pb, bizmutu Bi, tytanu Ti, aluminium Al

do 100 kBq/kg

możliwe

możliwe

7.

Stopy magnezu / toru

zawartość Th do 4%

możliwe

możliwe, (składowanie !)

8.

Ziemie rzadkie: metalurgia, przerób

możliwe

możliwe

9.

Piaski w odlewniach

rudy mogą zawierać do 10 kBq/kg U oraz do 1000 kBq/kg Th piaski cyrkonowe do 5 kBq/kg piaski monazytowe do 1000 kBq/kg

10.

Materiały ogniotrwałe, ścierne i ceramiczne

jeżeli z cyrkonem, to mogą występować aktywności do 5 kBq/kg U i do 1 kBq/kg Th.

możliwe

możliwe

11

Przemysł naftowy i gazowy

1 ÷ 100 kBq/kg Ra, możliwy Th i pochodne

możliwe

prawdopodobne

surowiec: do 10 kBq/kg (U,Th), ścieki: do 5 kBq/kg

możliwe

możliwe

pręty do spawania – do 500 kBq/kg (osłony zawierają do 95% tlenków toru)

możliwe

możliwe

12

Przemysł pigmentu TiO2

13

Pręty do spawania: osłony gazowe z Th

•

możliwe

możliwe

w badaniu złóż i wydobyciu ropy przy pomocy izotopów określa się skład gleby, mierzy poziom ropy, sprawdza szczelność zbiorników i migrację ropy, bada zawartość węgla i popiołu, wreszcie – sprawdza się słuszność modeli matematycznych związanych z badaniem złóż;

31

• • • • • • • • •

w przemyśle chemicznym korzysta się z izotopów promieniotwórczych do pomiaru szybkości przepływu cieczy, sprawdzania wycieków, postępowania korozji, kontroluje się przebiegi procesów chemicznych; w przemyśle budowlanym mierzy się skład betonu i cementu, a także tempo przepływu cementu; w przemyśle metalowym mamy do czynienia z defektoskopią spawów i badaniami wewnętrznej struktury metalu, bada się ścieranie, a także przepływ metali płynnych; w przemyśle papierniczym bada się grubość papieru, o czym już mówiliśmy, ale także kontroluje się właściwą preparatykę papieru; w badaniach materiałowych korzysta się z izotopów do badania składu i struktury materiału, do polimeryzacji, do pomiarów grubości powłok w rolnictwie promieniowanie użytych izotopów służy do pozbywania się insektów czy utrwalania żywności w przemyśle kosmetycznym promieniowanie służy do higienizacji kosmetyków w przemyśle na usługach medycyny promieniowanie (np. z 60Co) służy do sterylizacji sprzętu medycznego w badaniach środowiskowych izotopy promieniotwórcze służą do badania zawartości szkodliwych substancji w atmosferze i w wodach, w uzdatnianiu ścieków i odpadów przemysłowych.

We wszystkich tych wypadkach mamy do czynienia z narażeniem personelu obsługi w stopniu przedstawionym w Tabeli 18.1. Rozdział ten kończymy przeglądem typowych zastosowań niektórych izotopów promieniotwórczych.

18.7 Typowe zastosowania niektórych izotopów promieniotwórczych Ameryk-241 (241Am) – czujniki dymu, pomiary zawartości toksycznego ołowiu w suchych farbach, zapewnienie jednorodnej gęstości materiału produkowanego taśmowo, jak np. papieru Wapń-47 (47Ca) – biomedyczne badania funkcjonowania komórek i rozwoju kości u ssaków Kaliforn-252 (252Cf) – wykrywanie materiałów wybuchowych w bagażu pasażerów linii lotniczych, pomiary wilgotności materiałów przechowywanych w silosach i gleb używanych w konstrukcji dróg oraz wilgotności materiałów używanych w konstrukcjach budowlanych Węgiel-14 (14C) – datowanie znalezisk, badania nowych lekarstw celem sprawdzenia braku ich szkodliwości Cez-137 (137Cs) – terapia nowotworów, pomiary dawkowania promieniotwórczych radiofarmaceutyków, pomiary przepływów cieczy w rurociągach, zapewnienie odpowiedniego zapełnienia opakowań żywności i innych produktów (zbadane produkty nie stają się, oczywiście, promieniotwórcze) Chrom-51 (51Cr) – badania przeżywalności czerwonych ciałek krwi Kobalt-57 (57Co) – medycyna nuklearna, badania podstawowe w fizyce ciała stałego

32

Kobalt-60 (60Co) – sterylizacja narzędzi chirurgicznych, konserwacja żywności (drób, owoce, przyprawy) Jod-123 (123I) – diagnostyka tarczycy Iryd-192 (192Ir) – testowanie jakości spawów w rurociągach, bojlerach i częściach samolotów Nikiel-63 (63Ni) – detekcja materiałów wybuchowych, regulatory napięcia w układach elektronicznych Fosfor-32 (32P) – badania z zakresu biologii molekularnej Pluton (238Pu, 239Pu) – paliwo jądrowe, baterie do napędów statków kosmicznych Polon-210 (210Po) – redukcja ładunku elektrostatycznego w produkcji błon fotograficznych i płyt gramofonowych Sód-24 (24Na) – detekcja miejsc wycieku w przemysłowych rurociągach Technet-99 (99mTc) – izotop najbardziej wykorzystywany w medycynie nuklearnej do diagnostyki organów wewnętrznych (litera ‘m” oznacza stan metastabilny izotopu o długim okresie połowicznego zaniku) Tor-229 (229Th) – podtrzymywanie czasu świecenia fluorescencyjnego; tor, jako pierwiastek, używany jest także jako dodatek do wolframu w elektrodach spawalniczych. Daje on większą stabilność iskry i mniejsze zanieczyszczenia spawu. Tryt (3H) – badania metabolizmu nowych leków, farby świecące Uran (235U) – paliwo jądrowe, dodatek do szkła fluoryzującego Ksenon-133 (133Xe) – badania wentylacji płuc i przepływu krwi w medycynie nuklearnej

33

ROZDZIAŁ XIX. ZAGROŻENIA ZWIĄZANE Z WYTWARZANIEM ENERGII ELEKTRYCZNEJ – KOSZTY ZEWNĘTRZNE1 19.1 Rosnące zapotrzebowanie energii elektrycznej Obecne metody zaspokajania potrzeb energetycznych świata nie zapewniają możliwości zrównoważonego długoterminowego rozwoju. Od 1960 roku zapotrzebowanie energii na świecie wzrosło dwukrotnie, chociaż energochłonność na jednostkę dochodu narodowego brutto (DNB) zmalała. Przewiduje się dalszy spadek energochłonności, ale nie wystarczy on do pokrycia ogromnego wzrostu zapotrzebowania. Według ocen ONZ, liczba ludności na świecie wzrośnie z 6 miliardów w 1999 roku do 8,1 miliardów w 2020 i 10,5 miliardów w 2100 roku. Większość tego przyrostu wystąpi w krajach rozwijających się, które obecnie zużywają znacznie mniej energii niż kraje rozwinięte. Na 3 miliardy ludzi zamieszkujących Azję południowo wschodnią, Chiny i Afrykę środkową przypada zaledwie 0,15 kWh/mieszkańca, dziesięciokrotnie mniej niż w krajach Ameryki Północnej i Unii Europejskiej (UE). A zużycie energii elektrycznej gra kluczową rolę w ochronie zdrowia i podnoszeniu standardu życiowego człowieka. W miarę rozwoju podaży elektryczności rośnie wydajność rolnictwa, polepsza się zaopatrzenie w żywność, rośnie uprzemysłowienie, podnosi się poziom opieki zdrowotnej i wykształcenia, powstają nowe możliwości zatrudnienia, co przynosi w efekcie obniżenie umieralności dzieci, wzrost długości życia i podniesienie standardu życiowego. Nie ulega wątpliwości, że kraje rozwijające się będą przykładać wszelkich starań dla rozwinięcia swej elektroenergetyki. Również kraje uprzemysłowione potrzebują nowych elektrowni, niezależnie od wszelkich działań na rzecz zmniejszania energochłonności naszych urządzeń. Na przykład Stany Zjednoczone ogłosiły program zbudowania 1300 nowych elektrowni o łącznej mocy 300 000 MWe w ciągu najbliższych 20 lat. Zapotrzebowanie na energię w Unii Europejskiej wzrośnie o 19% do 2030 r. Do roku 2030. import energii wzrośnie w UE -25 do 70%, a emisje CO2 w krajach Unii przekroczą poziom 1990 r. o 14%. Oznacza to rosnącą zależność Unii od importu surowców energetycznych, pociągającą za sobą nie tylko ogromne wydatki na energię, ale i uzależnienie polityczne od dostawców energii, w szczególności od Rosji. Wg International Energy Agency, światowe zapotrzebowanie na energię elektryczną podwoi się do 2030 r., od obecnych 16 do 31,6 tysięcy TWh. Oznacza to potrzebę nowych elektrowni o mocy 4800 GWe. Ale dla tych nowych elektrowni niezbędne są surowce energetyczne, a ich zasoby na Ziemi są ograniczone. Zgodnie z prognozami ekspertów Światowej Rady Energetycznej, przy obecnym poziomie zużycia światowe rezerwy surowców energetycznych wystarczą na następujący okres: węgiel kamienny – 205 lat, węgiel brunatny – 247 lat, ropa naftowa – 44 lata, gaz ziemny 55 lat2. Konieczność wprowadzenia źródeł energii innych niż paliwa organiczne staje się jasna.

1

Tekst wykładu jest oparty na publikacji A. Strupczewski, Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej, Biuletyn miesięczny PSE, grudzień 2005, s.11-27, oraz A. Strupczewski, U. Radovic, Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce, Biuletyn Miesięczny PSE, styczeń 2006, s. 14-29, 1-2 2006 2 Survey of Energy Resources 2004, World Energy Council, London, 2004. Dane podawane przez inne źródła są nieco inne, jednak różnice nie są zbyt duże.

1

W ciągu ostatniego dziesięciolecia Unia Europejska starała się rozwijać odnawialne źródła energii i wprowadzać energooszczędne technologie do przemysłu, rolnictwa i gospodarstw domowych. Ale mimo wysokich subsydiów na rozwój źródeł energii odnawialnych, udział ich w bilansie energetycznym jest bardzo mały, a przerywany charakter pracy wymagający źródeł rezerwowych, wielkie zapotrzebowanie powierzchni i wysokie koszty hamują ich rozwój.

19.2 Zasady oceny skutków zdrowotnych i ekologicznych wytwarzania energii elektrycznej opracowane w ramach programu Unii Europejskiej ExternE Aby dokonać świadomego wyboru najlepszych dróg dalszego rozwoju elektroenergetyki trzeba zdawać sobie sprawę z pełnego bilansu skutków zdrowotnych i ekologicznych, związanych z wytwarzaniem energii elektrycznej. Jednakże obciążenia środowiska i ryzyko wypadków w różnych cyklach paliwowych są różne w różnych etapach produkcji energii, charakter skutków –zdrowotnych lub środowiskowych, miejscowych, regionalnych lub globalnych, krótko terminowych lub długoterminowych, doraźnych lub chronicznych – różni się dla różnych źródeł energii, a baza danych jest także bardzo różna dla różnych opcji energetycznych. Funkcje dawka-skutek są definiowane w różny sposób, a w pewnych przypadkach były zdecydowanie zmieniane w ciągu ostatniego dziesięciolecia. W świetle tych wszystkich różnic łatwo jest usprawiedliwić ograniczenie analizy porównawczej do wybranych etapów cyklu paliwowego lub do części relacji dawka-skutek. Ale jeśli analiza ograniczona jest do wybranych aspektów sytuacji, wyniki nie są poprawne. Na szczęście rozwój metodologii i bazy danych w skali międzynarodowej, szczególnie w prowadzonym intensywnie przez kraje Unii Europejskiej programie porównań skutków zdrowotnych i ekologicznych wytwarzania energii elektrycznej ExternE, umożliwił wyjaśnienie wielu uprzednio niejasnych zagadnień i zapewnił wysoki poziom współczesnych analiz porównawczych. Etapy oceny tych skutków występujące w pracach omawianego programu pokazane są na rysunku 19.1. Aby uchronić się przed pominięciem istotnych etapów cyklu wytwarzania energii, przyjęto zasadę analizy w cyklu całego życia (ang. Life Cycle Analysis - LCA), która obejmuje emisje i wypadki podczas budowy zakładów energetycznych wraz z wydobyciem surowców i produkcją urządzeń, podczas wydobycia i transportu paliwa, eksploatacji elektrowni, z uwzględnieniem magazynowania energii lub mocy rezerwowej potrzebnej w przypadku źródeł energii o działaniu przerywanym, usuwania i składowania odpadów oraz likwidacji zakładów energetycznych aż do przywrócenia pierwotnego stanu środowiska. Zgodnie z normą ISO 14040, „Bilans ekologiczny obejmuje wpływ na środowisko i potencjalne skutki związane z wytwarzaniem produktu w ciągu całego okresu jego życia („od kolebki aż do grobu”), począwszy od uzyskania surowców, poprzez produkcję i zastosowanie produktu aż do jego likwidacji. Do rozważanych kategorii należą wykorzystanie zasobów naturalnych, zdrowie człowieka i efekty ekologiczne.” Uwzględnienie wszystkich etapów cyklu wytwarzania energii, włączając w to etapy wstępne, jest szczególnie ważne przy analizach porównawczych tych źródeł energii, które charakteryzują się niskimi lub zerowymi emisjami w czasie eksploatacji elektrowni, ale do zbudowania elektrowni wymagają wielkich nakładów energii, materiałów i pracy. Tak właśnie jest w przypadku energii odnawialnych, szczególnie elektrowni z ogniwami fotowoltaicznymi (PVC), które z uwagi na małe wymiary pojedynczych ogniw uważane są za 2

energo- i materiałooszczędne w porównaniu w wielkimi elektrowniami jądrowymi (EJ). W rzeczywistości ilości materiałów i energii potrzebne na jednostkę energii wytworzonej w elektrowni słonecznej są znacznie większe niż w przypadku elektrowni jądrowej lub opalanej węglem, jak pokazano w Tablicy 19.13 , opracowanej w toku realizacji programu ExternE w Niemczech i na odpowiadających jej Rys. 19.2, 19.3 i 19.4.

Rys. 19.1 Etapy analiz prowadzonych w ExternE4. A – Określenie źródła emisji (technologii i miejsca) oraz wielkości emisji np. w kg/rok B - Dyspersja (model dyspersji w atmosferze) i wynikające stąd zwiększenie koncentracji zanieczyszczeń w powietrzu w miejscu odbioru, np. w mikrogramach pyłu PM/m3 dla każdego z rozważanych rejonów, C - funkcja dawka-skutek (lub koncentracja- skutek) określająca skutki zdrowotne i inne, np. liczbę przypadków astmy wskutek wzrostu stężenia pyłu. D - wycena monetarna np. koszt przypadku astmy

Uwzględnienie emisji przy wytwarzaniu materiałów potrzebnych dla danej technologii jest zrozumiałe i nie budzi większych kontrowersji. Bardziej dyskusyjna jest sprawa zanieczyszczeń powodowanych przez produkcję energii elektrycznej, zużywanej do tej produkcji materiałów, a także do wytwarzania urządzeń, budowy elektrowni itd. Wielkość ta zależy nie tylko od ilości potrzebnej elektryczności, ale i od charakterystyk systemu energetycznego, który tę energię elektryczną wytwarza. Można założyć, że energia zużywana np. dla produkcji paliwa jądrowego dostarczana jest przez elektrownie jądrowe, które pracują w podstawie systemu energetycznego i mogą wobec tego pokryć zapotrzebowanie energetyczne dla całego cyklu paliwowego. Przy takim podejściu okazałoby się, że jądrowy cykl paliwowy nie powoduje żadnej emisji zanieczyszczeń chemicznych ani nie przyczynia się do efektu cieplarnianego. Jednakże w 3

Marheineke T., Krewitt W., Neubarth J., Friedrich R., Voss A., „Ganzheitliche Bilanzierung der Energie-und Stoffstrome von Energieversorgungstechniken“, Unversitaet Stuttgart Institut fuer Energiewirtschaft und Rationelle Energieanwendung, IER Band 74, August 2000 4 ExternE Infor system 2005, http://externe.jrc.es?Belgium+Nuclear.htm

3

rzeczywistości energia zużywana w produkcji paliwa jądrowego nie pochodzi wyłącznie z EJ, ale także z innych elektrowni. Chociaż energia wytwarzana przez elektrownie jądrowe jest wielokrotnie większa od energii potrzebnej na pokrycie potrzeb całego cyklu paliwowego, przyjmujemy, że zużycie tej energii z mieszaniny źródeł w danym kraju oznacza wykorzystanie źródeł które powodują efekt cieplarniany, a więc również i cykl paliwowy EJ przyczynia się do efektu cieplarnianego. W programie ExternE przyjęto, że niezależnie od tego, czy elektrownie pracują w sposób ciągły (i mogą same pokryć potrzeby energetyczne całego cyklu), czy w sposób przerywany (czyli potrzebują wsparcia systemu), działania wymagające zużycia energii elektrycznej uważa się za obciążone średnimi emisjami i wypadkami obliczanymi dla całego kraju lub regionu energetycznego, gdzie znajdują się zużywające energię zakłady. Konsekwentnie, produkcja paliwa jądrowego jest obciążona emisjami wynikającymi z wytwarzania potrzebnej dla niej energii. W przypadku elektrowni słonecznych (ogniw fotowoltaicznych – ang. photovoltaic cells PVC) efekt ten jest znacznie większy w związku z wielkim zapotrzebowaniem energii i materiałów na zbudowanie systemu tych elektrowni i ich zaplecza wyrównującego przerwy w ich pracy. Tab. 19.1 Porównanie zużycia materiałów i energii oraz emisji w pełnym cyklu dla różnych systemów energetycznych3 System Fe t/TWh Cu t/TWh Boksyt t/TWh GWhpr/GWhel* SO2 t/TWh NOx t/TWh Pyły t/TWh CO2 t/TWh

PV amor 24247 507 237 0.842 440 345 117 220 000

PV poli 14332 363 389 0.619 494 408 118 319 000

Wiatr 5212 65 44 0.166 68 49 18 36 000

WK 2306 2 20 0.295 351 696 64 838 000

Gaz 967 1 2 0.262 80 272 19 370 000

EJ 420 6 27 0.066 73 48 25 17 000

* GWhp – nakład energii pierwotnej potrzebnej na budowę elektrowni i produkcję jej urządzeń, GWhel – wielkość energii elektrycznej, jaką można łącznie uzyskać z elektrowni w ciągu całego okresu jej pracy Innym ważnym elementem uwzględnianym w analizie porównawczej (nieuwzględnianym jednak w poprzednich fazach realizowanych do 1998 roku w ExternE ) jest zapotrzebowanie na magazynowanie energii lub moc rezerwową. Jeśli źródło energii o pracy nieciągłej, jak elektrownia wiatrowa lub słoneczna, dostarcza bardzo małą część energii elektrycznej produkowanej w systemie energetycznym, to problem mocy rezerwowej nie ma większego znaczenia. Jeśli jednak udział elektrowni słonecznych w systemie będzie znaczący, np. 2030% mocy produkowanej, wówczas problem rozbieżności między szczytowym zapotrzebowaniem energii a okresem szczytowej produkcji staje się istotny. Aby dysponować energią w czasie, gdy jest ona najbardziej potrzebna, np. wieczorem - energię produkowaną przez elektrownie słoneczne trzeba magazynować, a koszty środowiskowe magazynowania są znaczne. Wobec tego, że magazynowania energii nie wprowadzono dotychczas na znaczącą skalę, analizy porównawcze muszą uwzględniać moc rezerwową potrzebną w istniejącym systemie, którą może zapewnić energia jądrowa, paliwo kopalne lub hydroenergia. Zwykle zakłada się, że koszty rezerwy energetycznej odpowiadają kosztom średnim budowy zakładów energetycznych w danym systemie energetycznym, a są to wielkości znaczące. 4

Zapotrzebowanie na żelazo i miedź dla systemów energetycznych wg [Marh.2000], [Hirsch., Voss 1999]

8000

350

7000

300

6000

250

5000 200 4000 150

żelazo, t/ TWh M iedź, t/ TWh

3000

100

2000

50

1000 0

0

Rys. 19.2 Zapotrzebowanie na żelazo i miedź dla różnych systemów energetycznych3,5 3000

2753

2500

Zapotrzebowanie na boksyt dla systemów elektroenergetyki [Marh. 2000], [Hirsch,Voss 1999]

2041

t/TWh

2000 1500 1000 500 44

4

20

19

55

39

50

EJ

az G

R op a

W B

W K

tr

zn e R ze c

W ia

ik r po l

PV

PV

am

or f

.

0

Rys. 19.3 Zapotrzebowanie na boksyt dla różnych systemów energetycznych3,5 5

Hirschberg S., Voss A. Nachhaltigkeit und Energie: Anforderungen der Umwelt, Proceedings der Fachtagung Nachhaltigkeit und Energie, Zurich, 25/26 November 1998, PSI Proceedings 99-01, Mai 1999, Paul Scherrrer Institut

5

1400

GWh(prim)/TWh(electr)

1200 1000

Zapotrzebowanie energii pierwotnej do zbudowania elektrowni [Marheineke 2000]

800 600

400 200

EJ

G az

op a R

W B

W K

ze cz ne R

W ia tr

po li k r. PV

PV

am

or f

0

Rys. 19.4 Zapotrzebowanie na energię pierwotną dla różnych systemów energetycznych3 Oceny niemieckie z 2000 roku3 zostały potwierdzone przez opublikowane w roku 2004 studium Królewskiej Akademii Inżynierskiej, które podkreśliło znaczenie mocy rezerwowych w systemie potrzebnych dla źródeł energii o charakterze przerywanym i dało wycenę finansową potrzebnych nakładów6. W świetle planowanego przez UE wzrostu udziału źródeł energii odnawialnej do 10%, a nawet do 20% energii wytwarzanej w systemie, pomijanie kosztów bezpośrednich i kosztów zewnętrznych wynikających z potrzebnych rezerw systemowych byłoby błędem. Po uwzględnieniu tych elementów okazuje się, że emisje na jednostkę produkowanej energii elektrycznej w przypadku ogniw fotoelektrycznych (PV) i biomasy są wielokrotnie większe niż emisje powodowane przez hydroelektrownie, wiatr i energię jądrową (patrz rys. 19.5).

19.3. Technologia reprezentatywna. Interesujące sugestie odnośnie wyboru technologii reprezentatywnej dla danego rodzaju energetyki zawiera raport projektu ExternE 95 dotyczący hydroelektrowni7. Analizy w tym zakresie zostały opracowane przez Norwegię, która stwierdziła, że nigdy w historii nie wystąpiły pęknięcia tam w Norwegii, a wobec tego zagrożenie społeczne związane z 6

The Royal Academy of Engineering. The Costs of Generating Electricity, March 2004 EXTERNE 1995, Externalities of Energy, Vol. 1-7, published by European Commission, Directorate General XII, Science Research and Development, Luxembourg, 1995

7

6

pęknięciem tam jest równe zeru. Założenie to zaaprobowano mimo tego, że w ciągu ostatnich 40 lat pęknięcia tam spowodowały znaczne straty zdrowia i życia (np. rozerwanie tamy Vaiont we Włoszech, 1963, 1900 zgonów). Inny przykład dostarcza studium Instytutu Paula Scherrera prowadzone przez wiele lat dla rządu szwajcarskiego na temat ryzyka wypadków w różnych gałęziach energetyki. Studium wykazało, że zagrożenie rozerwaniem tam zbudowanych w drugiej połowie XX wieku w krajach OECD jest pomijalnie małe (0.004 zgonu/GWe.a), podczas gdy zagrożenie rozerwaniem tam w krajach nie należących do OECD jest wysokie (2.1 zgonu/GWe·a)8. Na tej podstawie autorzy studium przyjęli dla Szwajcarii, w której poziom wymagań bezpieczeństwa jest podobny jak w krajach OECD, wskaźniki zagrożenia dla krajów OECD.

600

Emisje powodowane przez systemy odnawialne w Niemczech [Marheineke, 2000]

500

mg/kWh

400 300

Pyły NOx

200

SO2 100

1 3.

EP R,

Rz e

cz ne ,

EJ ,

M

W e

kW e 0 50

Rz e

cz ne

1, we , tro W ia

W ia

tro

we ,

60

5

0

M

W e,

kW e,

a m as Bi o

am PV

PV

po l

ik r

or f

0

Rys. 19.5 Emisje powodowane przez energię odnawialną i EJ 3

Tak więc w analizach porównawczych uwzględnia się, że baza danych służąca do przewidywania ryzyka związanego z nowymi elektrowniami musi być rozpatrywana z uwzględnieniem tła technicznego i historycznego. Jeśli po katastrofach wprowadzano zmiany, które wykluczają powtórzenie się tych katastrof, to porównawcza ocena ryzyka powinna brać te zmiany pod uwagę. Jest to ważne nie tylko dla hydroenergetyki, ale i dla energii jądrowej, którą przeciwnicy wciąż atakują twierdząc, że awaria w Czarnobylu była „typową” awarią i pomijają różnice w konstrukcji i kulturze bezpieczeństwa, które wykluczają powtórzenie się awarii czarnobylskiej w reaktorach budowanych w krajach UE.

8

Hirschberg S., SpiekermaN, G. and Dones, R. “Severe Accidents in the Energy Sector”. PSI Report Nr. 98-16, Paul Scherrer Institute, Switzerland, (November 1998)

7

W przypadku energetyki jądrowej w krajach OECD jedyny wypadek z uwolnieniem radioaktywności do otoczenia w ciągu ponad 10 000 reaktoro-lat pracy elektrowni jądrowych zdarzył się w Three Miles Island (TMI, patrz rozdz. XVI) i nie spowodował ani utraty życia, ani żadnych strat na zdrowiu. Nie ma więc podstaw historycznych by oceniać zagrożenie w drodze statystycznej. Co więcej, zarówno technika jak i kultura bezpieczeństwa poszły daleko naprzód od czasu awarii w TMI, tak że proste założenie jednej awarii na 10 000 lat byłoby nieuzasadnione. Z drugiej strony potencjalne skutki awarii mogą być znacznie groźniejsze niż w przypadku TMI. Dlatego obecnie dla porównań przyjmuje się wyniki Probabilistycznej Analizy Bezpieczeństwa9, w której uwzględnia się wszystkie istotne cechy bezpieczeństwa EJ, możliwości awarii struktur, systemów i elementów EJ i oblicza się prawdopodobieństwo uszkodzenia rdzenia i uwolnienia produktów radioaktywnych. Wobec tego, że przy probabilistycznej ocenie skutków radiologicznych przejmuje się hipotezę LNT (nawet najmniejsze dawki mogą zwiększać prawdopodobieństwo zgonu na raka, patrz rozdz. XIV) wyniki przedstawiają najbardziej niekorzystne możliwe sytuacje. Obecnie uznaje się, że takie analizy probabilistyczne dają wyniki najbardziej reprezentatywne dla obecnego stanu rozwoju energetyki jądrowej. 19.4. Uwzględnianie pełnego zakresu obciążeń środowiskowych i funkcji dawka-skutek Obciążenia środowiska w analizach porównawczych powinny uwzględniać nie tylko emisje pierwotne, ale i wtórne zanieczyszczenia powodowane przez wytwarzanie energii elektrycznej. Zasadę tę uważa się za bezwzględnie obowiązującą w energetyce jądrowej, gdzie uwzględnia się wszystkie obciążenia radiacyjne, nie tylko ograniczone do radionuklidów uwalnianych z elektrowni jądrowych, ale i te powodowane przez produkty rozpadu tych nuklidów. W przypadku zanieczyszczeń konwencjonalnych konieczność rozpatrywania pełnego spektrum zagrożeń została uznana dopiero w ostatnim dziesięcioleciu. Chociaż emisje pyłu i SO2 uznano za szkodliwe już ponad pół wieku temu, emisji tlenków azotu nie wiązano bezpośrednio z zagrożeniem zdrowia ludzkiego, i nie rozpatrywano tworzenia się pyłu drobnego wskutek przemian SO2 i NOx w atmosferze. Dopiero w połowie lat 90-tych uznano, że pyły drobne są najbardziej szkodliwe dla zdrowia i uwzględniono je w pełni w programie ExternE. Okazało się, że właśnie te pyły drobne stanowią największe zagrożenie, ponieważ przenoszone są one w atmosferze na duże odległości i przenikają przez naturalne bariery ochronne w układzie oddechowym by osiąść głęboko w płucach powodując poważne schorzenia, patrz rys. 19.6. Obecnie rejestr emisji obejmuje pyły pierwotne, SO2 i NOx, pyły wtórne tworzone w atmosferze na bazie SO2 i NOx, ozon tworzony po przekształceniach NOx w świetle słonecznym, pierwiastki toksyczne takie jak Hg, Cd i Cu unoszone z pyłem i przenikające z nim do organizmu człowieka oraz pierwiastki promieniotwórcze emitowane z różnych zakładów energetyki jądrowej i konwencjonalnej. Warto sobie zdać sprawę jak małe są cząsteczki pyłów, które zagrażają naszemu zdrowiu. Na rys. 19.7 pokazano wielkość cząsteczki sadzy na tle przekroju włosa ludzkiego. Najbardziej groźne pyły są jeszcze mniejsze. Cząstki pyłów o wymiarach około 10 μm, osadzają się w skórze, błonach śluzowych nosa i w krtani, pyły o średnicy 3 μm w tchawicy, o średnicy 2,5 μm w oskrzelach, a jeszcze mniejsze w pęcherzykach płucnych. Właśnie ta najmniejsza 9

ang. Probabilistic Safety Analysis -PSA

8

frakcja pyły– o wymiarach poniżej 2,5 μm (PM2.5) – jest najgroźniejsza dla naszego zdrowia, bo powodują trwałe uszkodzenia układu oddechowego oraz prawdopodobnie działa promocyjnie na rozwój nowotworów płuc.

Rys. 19.6 Rejony osadzania pyłów w układzie oddechowym człowieka

Przekrój włosa

Pył, np. cząstka sadzy 10 mikronów

Włos ludzki, 60 mikronów

Rys. 19.7 Porównanie rozmiarów włosa ludzkiego i cząstek pyłu Niestety ten właśnie drobny pył najłatwiej przenika przez filtry instalowane w układach odlotowych spalin z elektrowni cieplnych. Wraz z pyłami emitowane są metale ciężkie, często o działaniu toksycznym. Substancje takie jak ołów i rtęć powodują trwałe szkody zdrowotne, a arszenik, beryl czy kadm są trujące i rakotwórcze. Krótkotrwałe narażenie na SO2 wywołuje nasilenie symptomów chorobowych, a przy długotrwałym narażeniu obserwowano systematycznie zwiększoną umieralność, wzrost

9

przyjęć do szpitala i chroniczne choroby płuc10. W małych ilościach SO2 oddziałuje na rośliny jak nawóz, w ilościach większych hamuje jednak ich rozwój. SO2 jest obok tlenków azotu główną przyczyną powstawania kwaśnych deszczów, które powodują nie tylko niszczenie świata roślinnego, ale i przyspieszają korozję obiektów wykonanych z metalu, kamienia i betonu. Zakwaszanie tymi deszczami gleby powoduje rozpuszczanie soli metali ciężkich, co z kolei pogarsza jakość zdrowotną produktów żywnościowych otrzymywanych na tych glebach. W niskich temperaturach tlenki siarki w obecności wykroplonej wody kondensują jako kwas siarkowy, który oddziałuje żrąco na błony śluzowe, a osadzając się na powierzchniach konstrukcji metalowych i betonowych wywołuje ich korozję. Dwutlenek azotu powoduje choroby układu oddechowego, a narażenie na jego wysokie stężenia może powodować bronchit u astmatyków i u osób zdrowych. Najbardziej narażone są dzieci i astmatycy. Badania epidemiologiczne wykazały zwiększone o 20% ryzyko chorób układu oddechowego u dzieci przy wzroście stężenia NO2 o około 30 μg/m3 w ciągu 2 tygodni11. NO2 oddziałuje na rośliny jak nawóz pod warunkiem, że ilość zastosowanych sztucznych nawozów nie jest nadmierna. W upalne dni i w kontakcie z węglowodorami wytwarza ozon (substancję szkodliwą dla zdrowia ludzi i roślin), a w kontakcie z rodnikami hydroksylowymi powstaje kwas azotowy, istotny składnik kwaśnych deszczów. Co najważniejsze jednak, tlenki azotu podobnie jak dwutlenek siarki przekształcają się w aerozole wtórne (azotany i siarczany), o bardzo małych rozmiarach, i podobnie jak pył drobny emitowany z elektrowni oddziałują szkodliwie na zdrowie człowieka. Sytuację utrudnia fakt, że o ile pyły można wychwytywać w filtrach, tlenki siarki i azotu wydzielają się z komina w postaci gazów i dopiero w atmosferze ulegają reakcjom chemicznym powodującym powstawanie aerozoli o bardzo małych rozmiarach, wdychanych później przez człowieka. Aerozole te mogą przebywać w atmosferze przez wiele dni i przebywają duże odległości, jak pokazano na rys. 19.8. W typowych warunkach atmosferycznych frakcja pyłów o rozmiarach 5-10 μm osadzonych w promieniu 200 km wynosi zaledwie 30%, a dopiero w odległości 1200 km przekracza 90%. Zasięg SO2 jest jeszcze większy – 30% osadza się w promieniu 300 km, a 90% w promieniu 2000 km. Oznacza to, że o ile pyły pierwotne stwarzają głównie zagrożenie lokalne, o tyle zasięg tlenków siarki i azotu obejmuje cały kontynent. Wielkość powodowanych szkód zależy nie tylko od stężenia zanieczyszczenia (którego rozkład zależy od warunków kominowych i atmosferycznych) ale również od rozkładu receptorów. Rysunek 19.8 pokazuje, że aby uchwycić 80% szkód, analiza powinna brać pod uwagę obszary o odległości 1000 km i więcej.

10

WHO (2000) . Air Quality Guidelines for Europe, second edition. WHO Regional Publications, European Series No. 91 11 NEWEXT - New Elements for the Assessment of External Costs from Energy Technologies, coordinator Rainer Friedrich, Final Report to the European Commission, DG Research, Technological Development and Demonstration (RTD), IER, Germany, ARMINES / NSMP, France, PSI, Switzerland, Université de Paris I, France, University of Bath, United Kingdom, VITO, Belgium, September 2004

10

Rys. 19.8 Frakcja szkód powodowanych przez zanieczyszczenia powietrza w funkcji odległości od źródła emisji11

Skutki tych emisji zależą od wielu czynników i określane są w badaniach epidemiologicznych przeprowadzanych na dużych populacjach, w których stan zdrowia dziesiątków tysięcy ludzi koreluje się z poziomem zanieczyszczenia atmosferycznego różnymi substancjami. Przez wiele lat korelacje te opracowywano na podstawie krótkotrwałych obserwacji nagłych wzrostów liczby przyjęć do szpitali i nagłych zgonów w okresach zwiększonego zanieczyszczenia atmosfery. Najlepiej znanymi przykładami takich zanieczyszczeń są epizody w Londynie w 1952 roku i w innych latach, ale rejestrowano je także w Nowym Jorku, w Osace (Japonia) , Oslo (Norwegia) i wielu innych miastach. Jak widać na rys. 19.9, nie ma wątpliwości, że wzrost liczby zgonów w czasie epizodu w Londynie był skutkiem wzrostu stężenia zanieczyszczeń w powietrzu. W ciągu tygodnia łączna liczba dodatkowych zgonów przekroczyła 5000. Korelacje między liczbą nagłych zgonów dodatkowych a stężeniem zanieczyszczeń określane z takich epizodów jak w Londynie były przez wiele lat wykorzystywane jako podstawa ocen liczbowych w porównawczej analizie ryzyka. Oczywiste jest jednak, że długoterminowe skutki narażenia na wdychanie zanieczyszczonego powietrza są większe niż skutki narażenia krótkotrwałego. W związku z trudnościami metodologicznymi przez długi czas nie można było opracować korelacji opisujących takie skutki długoterminowe, ale w połowie lat 90-tych badania dużych grup ludności i zanieczyszczeń powietrza w miastach amerykańskich utorowały drogę do powszechnej akceptacji korelacji uwzględniających narażenia chroniczne.

11

Zanieczyszczenie powietrza i zgony w Londynie w 1952 r. [Lipfert, 1994]

1000

Stężenie smogu, mikrogram/m3

3500 3000

Stężenie smogu

900

Liczba zgonów dziennie

800 700

2500

600

2000

500

1500

400 300

1000

200

500

Liczba zgonów dziennie

4000

100

0

0 0

5

10 Data, grudzień 1952

15

20

Rys. 19.9 Zanieczyszczenie powietrza i zgony w Londynie w grudniu 1952 r. 12 Przykład wyników wskazujących na zagrożenia dla zdrowia nawet przy stężeniach zanieczyszczeń mniejszych od wymaganych przez normy Światowej Organizacji Zdrowia (WHO) pokazano na rys, 19.10 w oparciu o pracę Dockery i in. 13. Umieralno ść względna a zapylenie powietrza w miastach USA, [Dockery 93]

Umieralność względna

1.3

1.2

1.1

1 10

15 20 25 30 Stężenie pyłu drobnego, PM2.5 mikrogram/m3

35

Rys. 19.10 Wzrost umieralności względnej przy niskich, ale długotrwałych zanieczyszczeniach powietrza w miastach USA10, 12

12

Lipfert, F.W., “Air pollution and community health”, Van Nostrand Reinhold, New York, (1994). Dockery D.W. et. al. (1993), “An association between air pollution and mortality in six U.S. cities”, New England J. Med. 329: 1753-1759 13

12

Największe studium wykonane w USA14 obejmowało losy ponad pół miliona ludzi, a wobec braku danych europejskich dotyczących umieralności przy narażeniu chronicznym, studium to zostało przyjęte w programie ExternE jako podstawa do porównań skutków zanieczyszczenia powietrza. Wobec tego, że dane tych badań dotyczyły składu zanieczyszczeń powietrza typowego dla warunków USA, przeprowadzono adaptację funkcji dawka-skutek dla warunków europejskich w oparciu o wyniki epidemiologiczne dla umieralności przy narażeniu nagłym w USA i w Europie. W wyniku otrzymano niższe niż w USA nachylenie krzywej umieralności przy narażeniu chronicznym. Obecnie w analizach porównawczych uwzględnia się zarówno umieralność przy narażeniu nagłym jak i przy narażeniu chronicznym. Według metodyki stosowanej w ExternE, skutki zanieczyszczeń powietrza oblicza się przyjmując, że są one równe sumie wkładów ∆I poszczególnych zanieczyszczeń. Dla każdego z nich określa się funkcję stężenie-skutek zdrowotny CRF (od ang. concentration-response function), nachylenie (ang. slope) si i przyrost stężenia ∆ci by określić wkład zdrowotny ∆I ze wzoru ΔI = ∑ s i Δc i

(19.1)

i

Przyrosty stężenia zanieczyszczeń ∆ci oblicza się dla każdego miejsca, w którym znajdują się ludzie, a skutki zdrowotne sumuje się dla wszystkich miejsc by otrzymać sumę dla rejonu narażonego na zanieczyszczenia. W raportach ExternE z 1998 i 2000 roku zakładano, że toksyczność wszystkich siarczanów równa jest toksyczności drobnego pyłu PM2.5 a toksyczność tlenków azotu równa jest toksyczności pyłu PM10. To rozróżnienie między siarczanami a azotanami było oparte tylko na rozmiarach cząstek, z uwzględnieniem, że azotany potrzebują innych cząstek, na których się mogą skraplać, podczas gdy siarczany same wytwarzają ośrodki kondensacji i są w związku z tym mniejsze. Stosunek nachylenia CRF dla pyłów sPM10/sPM2.5 przyjmowano równy 0.6, ponieważ jest to typowy stosunek stężenia pyłów drobnych i średnich PM2.5 i PM10. Skład i toksyczność pierwotnych pyłów PM emitowanych z różnych źródeł mogą być zupełnie różne, na przykład PM emitowany przez samochody jest niemal całkowicie organiczny (oparty na węglu), podczas gdy PM ze spalania węgla zawiera znaczną część minerałów. Wobec tego, że dostępne dane o emisji są wyrażane po prostu w jednostkach masy pyłów PM, można tylko rozróżniać skład pyłów w zależności od ich źródła. Według metodyki ExternE, emisje elektrowni węglowych są uważane za emisje PM10, a emisje z pojazdów za emisje PM2.5. W obecnej wersji programu ExternE założenia dotyczące toksyczności różnych typów pyłu zmieniono na podstawie starannej analizy danych epidemiologicznych i literatury toksykologicznej. Zgromadzone wyniki potwierdzają wysoką toksyczność cząstek generowanych przy spalaniu, szczególnie w silnikach samochodowych. W przypadku cząstek wtórnych sytuacja nie jest tak oczywista. W szczególności wciąż mało jest dowodów 14

Pope C. A. et al., “Particulate Air Pollution as a Predictor of Mortality in a Prospective Study of US Adults”, Am. J. Resp. Critical Care Med 151 (1995) 669-674

13

szkodliwości azotanów, podczas gdy dla siarczanów szkodliwe skutki zdrowotne potwierdziło wiele studiów, w tym bardzo ważne badania dużej kohorty wykonane przez Pope’a i in..15. Wg najnowszego raportu programu ExternE16 przyjmowane obecnie współczynniki toksyczności są następujące: • azotany są równoważne 0,5 razy toksyczność PM10; • siarczany są równoważne PM10 (lub 0,6 razy PM2.5) • cząstki pyłów pierwotnych z elektrowni są równoważne PM10; • cząstki pierwotne pyłów uwalnianych z pojazdów są równoważne 1,5 razy toksyczność PM2.5. W postaci równania można to zapisać następująco: ∆I = sPM10 ∆cPMpower + 1,5 sPM2.5 ∆cPMtrans + sPM10 ∆csulf+ 0,5 sPM10 ∆cnitr + sO3 ∆cO3 + sSO2 ∆cSO2 + sCO ∆cCO + inne

(19.2)

Dla umieralności przy narażeniu chronicznym (dominujący wkład w koszty zewnętrzne) funkcję zależności skutków od stężenia CRF skorygowano na podstawie badań Pope’a15 przyjmując względne ryzyko 1,05 (dla stężenia 10 µg/m3) jako średnią z dwóch wartości 1,04 i 1,06 podanych w pracy 11. Dla uzyskania lepszego modelowania w ExternE, wprowadzono czynnik modyfikujący fi przed każdym członem si ∆ci. Współczynniki nachylenia si funkcji CRF ustalono jako równe zależnościom określonym przez odpowiednie studia epidemiologiczne dla danego efektu zdrowotnego. Wartości współczynników modyfikujących fi , wraz z ocenami ich przedziałów ufności zostały wybrane w wyniku konsensusu epidemiologów i toksykologów dla najlepszego odzwierciedlenia prawdopodobnego efektu zdrowotnego. Tak więc współczynniki fi oznaczają wagę jaką należy nadać funkcji CRF (zwane są one także współczynnikami przyczynowości, bo wyrażają stopień wiary w związek przyczynowoskutkowy opisany funkcją CFR). Jeśli zanieczyszczenie powietrza, np. tlenek węgla, nie jest związane przyczynowo-skutkowo z efektem zdrowotnym, to odpowiedni współczynnik modyfikujący przyjmuje się równy zeru, w danym przypadku fCO = 0. Wraz z uwzględnieniem efektów narażenia chronicznego podjęto sprawę najlepszej definicji skutków zdrowotnych. Do połowy lat 90-tych korelowano je jako liczbę dodatkowych zgonów przypadających na dany wzrost zanieczyszczeń (np. 4000 dodatkowych zgonów w Londynie w 1952 roku) lub na jednostkę produkowanej energii elektrycznej (np. 37 zgonów/GWe·a energii elektrycznej z elektrowni węglowej17). W drugim etapie programu ExternE uzgodniono, że najlepszą miarą efektów zdrowotnych nie jest liczba dodatkowych

15

Pope C.A., R.T. Burnett, M.J. Thun, E.E. Calle, D. Krewski, K. Ito, G.D. Thurston (2002), "Lung cancer, cardiopulmonary mortality, and long term exposure to fine particulate air pollution ", J. Amer. Med. Assoc., vol. 287 (9), 1132-1141 16 Rabl A. et al., “Externalities of Energy: Extension of accounting framework and Policy Applications, Final Technical Report, Version 2”, August (2005) 17 EXTERNE 1995, Externalities of Energy, Vol. 1-7, published by European Commission, Directorate General XII, Science Research and Development, Luxembourg, 1995

14

zgonów – bo i tak wszyscy musimy kiedyś umrzeć – ale skrócenie oczekiwanego okresu życia18. Zmiany te – uwzględnienie pyłów wtórnych, efektów narażenia chronicznego i zmiana z liczby zgonów na liczbę straconych lat oczekiwanego okresu życia (YOLL) – spowodowały duże zmiany w wielkościach liczbowych, ale względne relacje między różnymi rodzajami energii pozostały niezmienione. Widać to w tablicy 19.2, pokazującej wyniki dla elektrowni usytuowanej w Niemczech, skorelowane jako liczba dodatkowych zgonów oraz jako liczba straconych lat przy założeniach przyjmowanych w ExternE 98 . Tabl. 19.2 Efekty zdrowotne wytwarzania energii elektrycznej w różnych systemach, dane dla Niemiec wg ExternE System

WK

WB

Gaz

EJ

Zgonów /GWe·a, ExternE 98

131

148

40

1.75

YOLL/GWe·a, ExternE 98

1240

1450

404

35

19.5 Wyniki porównań

4

Koszty zewnętrzne wytwarzania elektryczności w Niemczech dane z [Watkiss 05]

3.5

€cent/kWh

3 2.5

Efekt ciepl Ekosystem

2

Materiał Zdrowie

1.5 1 0.5 0 WK

WB

Gaz

EJ

PV

Wiatr

Hydro

Rys. 19.11 Koszty zewnętrzne wytwarzania elektryczności w Niemczech 16 Należy wyraźnie zaznaczyć, że eksperci pracujący w programie ExternE nie są w żaden sposób związani z przemysłem nuklearnym. Z pewnością nie przyjmują oni założeń 18

Leksell I., Rabl A., “Air Pollution and Mortality: Quantification and Valuation of Years of Life Lost”, Risk Journal (2001). 19 Berry, J.E., Holland M.R., Watkiss P.R. Stephenson W., “Power Generation and the Environment - a UK Perspective”, ETSU Final Report. June (1998)

15

dogodnych dla energetyki jądrowej. Przeciwnie, starają się oni przyjmować zawsze wartości pesymizowane reprezentujące warianty najgorsze dla energetyki jądrowej. Przykładem tego podejścia może być wielkość uwolnień substancji promieniotwórczych z elektrowni jądrowej, która np. w pracy brytyjskiej była przyjmowana jako równa maksymalnym uwolnieniom dopuszczalnym według projektu, a nie według danych rzeczywistych. W efekcie uwolnienia z nowoczesnej elektrowni jądrowej Sizewell B z reaktorem PWR, w którym wprowadzono szereg ulepszeń, zostały przyjęte znacznie większe19 niż średnie uwolnienia ze starych reaktorów w USA. Pomimo to, dane na temat kosztów zewnętrznych wytwarzania energii elektrycznej w krajach UE opublikowane w W. Brytanii20 wykazują, że energia jądrowa wraz z hydroelektrowniami, wiatrakami i ogniwami słonecznymi należą do źródeł energii najbardziej przyjaznych dla człowieka (rys. 19.11). W przeciwieństwie do energii jądrowej, dla której skutki indywidualne są pomijalnie małe, roczne skutki spalania paliw organicznych zgodnie z ExternE są znaczące. Wskutek wzrostu stężenia ozonu w powietrzu, w krajach EU 25 umiera co roku przedwcześnie 21 000 osób, a dziesiątki milionów cierpią na zaburzenia oddechowe powodujące konieczność przyjmowania lekarstw i ograniczania aktywności. Wskutek wzrostu stężeń pyłów PM w roku 2000 mieszkańcy krajów EU 25 utracili około 3 milionów osobo-lat oczekiwanego trwania życia. Jest to równoważne liczbie około 288 000 przedwczesnych zgonów osób dorosłych, z dodatkowymi 560 przedwczesnymi zgonami noworodków. Ponadto pyły PM spowodowały w 2000 roku około 83 000 poważnych przypadków wymagających leczenia szpitalnego17, około 25 milionów dni wymagających użycia leków wspomagających układ oddechowy i kilkuset milionów dni o ograniczonej aktywności. Obniżenie poziomu zanieczyszczenia powietrza pyłami PM I ozonem może przynieść znaczące korzyści zdrowotne. Na rys. 19.12 opartym na danych z pracy A.Rabla21 widać, jakie koszty finansowe musiałaby ponieść każda rodzina dla osiągnięcia wymaganej redukcji emisji zanieczyszczeń do atmosfery zgodnie z planami Unii Europejskiej. Symbole CL, GP i MFR odpowiadają redukcji zanieczyszczeń powietrza zgodnie z obecnymi przepisami (current legislation - CL), z protokołem z Gothenburga (GP), i zgodnie z maksymalną możliwą redukcją przy pełnym zastosowaniu obecnie dostępnych metod technicznych (ang. Maximum Feasible Reduction - MFR). Jednocześnie widać, że przy emisji zanieczyszczeń w 1990 roku przeciętne skrócenie oczekiwanej długości życia mieszkańca UE wskutek cało życiowego narażenia na wdychanie zanieczyszczonego powietrza wynosiło 7,8 miesiąca. Dzięki planowanemu zmniejszeniu zanieczyszczenia powietrza przeciętny mieszkaniec UE-25 może zyskać ponad 5 miesięcy oczekiwanego trwania życia. Jest to wielkość znacząca dla każdego człowieka.

20

Watkiss P., AEAT/ED51014/Baseline Scenarios CAFE CBA: Baseline Analysis 2000 to 2020, AEA Technology Environment, January (2005) 21 Rabl A. et al., “Externalities of Energy: Extension of accounting framework and Policy Applications, Final Technical Report, Version 2”, August (2005)

16

Indywidualne koszty zewnętrzne wytwarzania elektryczności w UE, dane z [Rabl 05 http://www.externe.info/expoltec.pdf] 9

700

600

400

300

miesiące/osobę przy narażeniu przez całe życie koszty reducji emisji, €/rok/rodzina

500

Skrócenie życia wskutek zanieczyszczeń powietrza, miesięcy na osobę

€/rok/rodzina 8 7 6 5

4 3

200 2

CL, GP, MFR - osiągalne poziomy redukcji emisji CL-wg obecnych przepisów, GP - protokoł z Goteborga, MFR- maksymalne osiągalne redukcji emisji

100

1

0

0 1990

CL

GP

MFR

Rys. 19.12. Wydatki przypadające na rodzinę i redukcja oczekiwanego skrócenia życia odpowiadające zmniejszeniu emisji zgodnie z planami UE 21

Tę redukcję emisji można osiągnąć przez instalowanie coraz doskonalszych filtrów i ograniczania spalania węgla o niskiej jakości. Znacznie skuteczniejszą drogą jest wprowadzenie elektrowni nie emitujących zanieczyszczeń, takich jak hydroelektrownie, elektrownie jądrowe i wiatrowe. Te ostatnie jednak są bardzo drogie i pracują niestabilnie, co wymaga posiadania dużej sieci z elektrowniami pracującymi w sposób ciągły. Tak więc wyniki porównań prowadzonych w programie ExternE wskazują, że elektrownie jądrowe, które nie emitują pyłów ani ozonu do atmosfery, powinny być wprowadzane do energetyki dla dobra zdrowia człowieka. Wobec tego, że zarówno przy liczeniu liczby zgonów jak i przy liczeniu liczby straconych lat oczekiwanego życia wyniki programu ExternE wykazują, że energia jądrowa jest jednym ze źródeł energii najbardziej przyjaznych dla człowieka i środowiska, sprawdźmy czy założenia stosowane w ocenach porównawczych energetyki jądrowej nie faworyzują jej kosztem innych źródeł energii.

19.6 Założenia w analizach ryzyka energetyki jądrowej Wobec tego, że zasięg zanieczyszczeń atmosfery powodowanych przez pyły wtórne i gazy radioaktywne jest bardzo duży, analizy nie mogą być ograniczone do efektów lokalnych wokoło elektrowni, ale powinny uwzględniać wpływ cyklu paliwowego w skali regionalnej lub globalnej. W analizach energetyki jądrowej z reguły uwzględnia się skutki emisji produktów radioaktywnych obejmujące cały świat. W przypadku kopalnych źródeł energii znaczny krok naprzód przedstawiają wyniki programu ExternE, który uwzględnia całą Unię

17

Europejską, ale analiza ta nie jest pełna, bo pozostawia poza obrębem zainteresowań skutki w Europie Wschodniej i Azji. Przy rozpatrywaniu przebiegów czasowych zmian zagrożeń proponuje się stosowanie małych, ale dodatnich wielkości stopy dyskonta dla przyszłych skutków zdrowotnych. Odpowiada to postępowi wiedzy medycznej i techniki, który można będzie wykorzystać w przyszłości do likwidacji problemów zanieczyszczenia środowiska i ochrony zdrowia. Na przykład, zachorowanie na raka przed stu laty oznaczało niemal nieuchronnie śmierć, dziś natomiast połowa chorób nowotworowych jest uleczalna. Wprowadzenia stopy dyskonta uchroni nasze dzieci przed ponoszeniem nadmiernych obciążeń w imię uniknięcia w odległej przyszłości ryzyka, które może okazać się znikomo małe znacznie wcześniej dzięki rozwojowi naszej wiedzy. W analizach energii jądrowej zawsze uwzględniano długoterminowe skutki narażenia radiologicznego. Efekty zdrowotne w przyszłych pokoleniach uwzględniano tak jak efekty w czasie teraźniejszym. Co więcej, w latach 80-tych oraz 90-tych XX·wieku występowała tendencja do całkowania efektów bardzo małych dawek na bardzo duże populacje i bardzo długie okresy czasu. Prowadziło to często do zniekształcenia obrazu zagrożeń. Na przykład, wydzielenia C-14 do atmosfery, powodujące minimalne wzrosty jego stężenia w atmosferze, po scałkowaniu dawek przez 100 tysięcy lat i rozciągnięciu wyników na całą populację Ziemi dawały tysiące teoretycznie możliwych dodatkowych zgonów. W przypadku energii jądrowej we Francji, całkowita dawka kolektywna obliczona łącznie dla osób narażonych zawodowo i dla społeczeństwa, po scałkowaniu przy założeniu stałej liczby mieszkańców Ziemi równej 10 miliardów dla czasu 100 000 lat i przy założeniu liniowej zależności skutków od dawki aż do najmniejszych wielkości dawek (LNT), wynosi 13,1 osobo-Sv/TWh przy uwzględnieniu wszystkich etapów cyklu jądrowego. W skali globalnej, dominujący wkład daje węgiel aktywny 14C wydzielany przy wytwarzaniu energii elektrycznej i przy przerobie paliwa wypalonego(ponad 10 osobo-Sv/TWh). Należy podkreślić, że chociaż węgiel aktywny daje ponad 77% całkowitej dawki kolektywnej przedstawionej w raporcie ExternE, dawka ta powstaje wskutek całkowania bardzo, bardzo małych dawek wśród bardzo dużej ludności przez bardzo długi przeciąg czasu. Średnia dawka indywidualna powodowana rocznymi emisjami 14C wskutek wytwarzania energii elektrycznej i wskutek przetwarzania paliwa wypalonego (odpowiednio 15% i 85% dawki kolektywnej) wyniesie 2·10-12 Sv/TWh. Pracy rocznej reaktora PWR po mocy 900 MWe odpowiada indywidualna dawka 1,1·10-11 Sv/rok przy założeniu, że wyprodukowana w ciągu tego roku energia elektryczna wyniosła 5,7 TWh. Jest to dawka milion razy mniejsza niż średnia indywidualna dawka od naturalnego 14 C wynosząca 1.2·10-5 Sv/rok, co i tak stanowi tylko mały ułamek dawki średniej od tła naturalnego wynoszącej 2.4·10-3 Sv/rok. W rzeczywistości dodatkowa moc dawki promieniowania powodowana przez wzrost stężenia C-14 w atmosferze po 100 latach pracy energetyki jądrowej w Polsce, zaspokajającej połowę naszego zapotrzebowania krajowego byłaby na przestrzeni 100 000 lat równa średnio zaledwie 0,007 μSv/rok. Taki sam wzrost mocy dawki powoduje założenie butów na wysokim obcasie, bo przy „podwyższeniu” położenia ciała rośnie natężenie promieniowania 18

kosmicznego22. Ale nikt o zdrowych zmysłach nie sądzi, by kobieta wkładająca „szpilki” narażała się na zgon na raka, podczas gdy przeciwnicy energetyki jądrowej energicznie atakowali emisje C-14 jako „nieetyczne”, i wyliczali oczekiwane z tego powodu dodatkowe zgony na nowotwory. Ilustracją analogicznego paradoksu, jaki wynika przy stosowaniu zasady „Każda dawka jest niebezpieczna” jest przedstawiona poniżej ocena zagrożenia radiacyjnego powodowanego przez ...spanie na łóżku. Wzrost mocy dawki promieniowania kosmicznego w funkcji wysokości nad poziomem morza wynosi nieco ponad 0,1 μSv/m/rok. Oczywiste jest, że ludzie mieszkający w górach dostają dawki większe niż mieszkańcy terenów nadmorskich. Jak wykazaliśmy na wykładzie o skutkach małych dawek, nie powoduje to żadnych ujemnych skutków zdrowotnych. Ale skoro mamy „ze względów etycznych” całkować bardzo małe zagrożenia powodowane przez energetykę jądrową, to zastanówmy się nad skutkami sypiania na tapczanie, zamiast np. na ziemi na materacu „yogi”. Wysokość tapczanu to 40 cm, wysokość materaca „yogi”, który zapewnia te same wygody, to 18 cm, a więc sprzedawcy łóżek powodują wzrost narażenia ludzi.

2000

Prom. kosmiczne, mikroSv/rok

La Paz

1500

Lassa

Quito

1000

Meksyk Denver

500

Teheran poziom morza 0 0

1000

2000

3000

4000

Wysokosc nmp, m Prom kosm.

Rys. 19.13 Wzrost mocy dawki promieniowania kosmicznego ze wzrostem wysokości npm.

Strupczewski A., „Analiza zagrożeń i korzyści związanych z różnymi źródłami energii elektrycznej”, Polskie Towarzystwo Nukleoniczne, Raport PTN -3/1999, Warszawa 1999 22

19

Rys. 19.14 Łóżko – czy stanowi zagrożenie radiacyjne?

Tak więc podczas spania na łóżku zamiast na materacu narażamy się na dodatkową moc dawki 0,1 μSv/m/ rok x 0,22 m = 0,02 μSv/rok. Wg ICRP wskaźnik zagrożenia to: 0,05 zgonu na raka/osobo-Sv. Śpimy w łóżku 8 godzin dziennie, na Ziemi mamy 4 mld ludzi, stąd rocznie liczba zgonów wskutek spania w łóżku: 0,22 m x 0,1·10-6 Sv/m/rok x 0,33 roku x 0,05 zgonu/osoboSv x 4109 osób = 1,45 zgonu (na raka)/rok. To jeszcze nie brzmi groźnie, ale rozważmy skutki tej praktyki radiacyjne przez 100 00 lat: w ciągu 100 000 lat spanie w łóżku spowoduje 145 000 zgonów na raka! Czy doprawdy będziemy nadal żądali całkowania małych zagrożeń? Te błędne tendencje zostały powstrzymane przez niedawne rekomendacje ICRP, która zaprotestowała przeciw długoterminowemu całkowaniu bardzo małych dawek i podkreśliła, że celem powinna być ochrona zdrowia przyszłych pokoleń na tym samym poziomie, co zdrowia obecnej generacji. „Ze względu na dodatkową niepewność odnośnie do związku między dawką o szkodami zdrowotnymi w przyszłości, prognozy szkód zdrowotnych dla okresów czasu dłuższych niż kilkaset lat powinny być rozpatrzone krytycznie... Komisja sądzi, że roczna dawka indywidualna dla grupy krytycznej przy normalnym narażeniu i roczne indywidualne ryzyko dla grupy krytycznej przy narażeniu potencjalnym stanowią łącznie właściwą miarę dla porównań granicznych szkód zdrowotnych w przyszłych pokoleniach z wielkościami obecnie stosowanymi dla naszej generacji”23. W tym kontekście warto przypomnieć, że jak wskazywał artykuł autora tego wykładu24, sama koncepcja hipotezy liniowej bez progowej (LNT) zależności skutków promieniowania od dawki jest obecnie mocna kwestionowana a wiele badań doświadczalnych wykazało, że istnieje wartość progowa, poniżej której nie zaobserwowano nigdy ujemnych skutków promieniowania25. Wiąże się to z faktem, że promieniowanie jest potrzebne do naturalnych procesów życiowych, a jego poziom jest dziś na Ziemi niższy niż był w okresie kształtowania się pierwszych organizmów żywych. Jest to sytuacja zdecydowanie inna niż w przypadku zanieczyszczeń powietrza, gdzie stężenia zanieczyszczeń powodowanych przez człowieka są wielokrotnie większe niż tło naturalne, a elektrownie ze spalaniem paliw organicznych wprowadzają dodatkowe obciążenia dodające 23

International Commission on Radiological Protection, Radiological protection policy for the disposal of radioactive waste, ICRP Publication 77, Pergamon, (1997) 24 Strupczewski A., Oddziaływanie małych dawek promieniowania na zdrowie człowieka, Biuletyn PSE, lipiec 2005 25 French Academy of Sciences and National Academy of Medicine: “Dose-effect relationships and estimation of the carcinogenic effects of low doses of ionising radiation”, March 30 (2005)

20

się do tych już i tak wysokich poziomów zanieczyszczenia. Na przykład stężenia SO2 w rejonach uprzemysłowionych są wielokrotnie większe od tła naturalnego (20 do 100 μg/m3 w stosunku do 0,5 μg/m3), a dodatkowe emisje SO2 z elektrowni nakładają się na te już i tak zbyt wysokie stężenia. Jeśli założyć, że organizm człowieka jest genetycznie przystosowany do promieniowania lub zanieczyszczeń chemicznych na poziomie tła naturalnego, to można oczekiwać, że nie wartości bezwzględne zanieczyszczeń, lecz ich stosunek do tła naturalnego powinien być miarą szkód zdrowotnych ponoszonych przez człowieka. Takie podejście zdecydowanie zredukowałoby postulowane zagrożenia związane z energetyką jądrową i prawdopodobnie doprowadziłoby do uznania, że bardzo małe moce dawki typowe dla otoczenia elektrowni jądrowej nie przedstawiają żadnego zagrożenia. Jednakże dotychczas we wszystkich analizach porównawczych stosowano hipotezę LNT, tak że ryzyko szkód zdrowotnych obliczano nawet w przypadku najmniejszych mocy dawki. W szczególności w programie ExternE stosuje się zalecenia ICRP oparte o LNT i przyjmuje się współczynniki ICRP do opisu skutków zdrowotnych małych dawek promieniowania. Zgodnie z ocenami francuskimi, łączna liczba oczekiwanych efektów zdrowotnych w skali całego globu wyniesie na każdą wyprodukowaną terawato-godzinę energii elektrycznej 0,65 zgonów na raka, 1,57 zachorowań na raka nie powodujących zgonu i 0,13 poważnych skutków genetycznych. Wyniki te otrzymano po scałkowaniu dawek przez okres 100 000 lat. Większość skutków wystąpiłaby wśród członków społeczeństwa nie narażonych zawodowo. Te same oceny wskazują, że liczba zgonów wśród populacji europejskiej wskutek rocznej pracy jednego dodatkowego reaktora PWR o mocy 1300 MWe wytwarzającego około 7 TWh rocznie wyniosłaby po scałkowaniu przez całe 100 000 lat tylko 0,1 zgonu. Wielkość tę można porównać z liczbą zgonów na raka ze wszystkich przyczyn zdarzających się co roku w Europie równą 800 000. W rozpatrywaniu możliwych skutków pracy elektrowni jądrowych, należy także ocenić skutki zdrowotne awarii związanych z transportem materiałów radioaktywnych. W ramach tej samej metodologii obliczeń pokazuje się, że skutki te są bardzo małe i dotyczą głównie osób nie narażonych zawodowo. Skutki zdrowotne nie związane z promieniowaniem w przypadku studium francuskiego obejmują 0,0003 zgonu i 0,0017 urazów na TWh. To odpowiada liczbie około 0,1 zgonu i 0,7 urazu rocznie we Francji w dobie obecnej, przy rocznej generacji około 400 TWh w elektrowniach jądrowych, co jest wielkością pomijalnie małą w porównaniu z obecną liczbą zgonów i urazów powodowanych przez wypadki drogowe wszystkich rodzajów. Tak więc założenia stosowane przy analizie kosztów zewnętrznych nie są sprzyjające dla energetyki różnej od jądrowej. Czemu więc obliczenia kosztów zewnętrznych wykazują, że są one tak małe w przypadku energetyki jądrowej? Powody są dwa: 1) Wpływ promieniowania na zdrowie człowieka jest mały, nawet jeśli przyjmuje się jako punkt odniesienia skutki zdrowotne dawek otrzymanych przy bombardowaniu atomowym Hiroszimy i Nagasaki i hipotezę LNT. (Jak mówił Lord of Goring, długoletni prezes WANO (World Association of Nuclear Operators): „Dlaczego Pan Bóg nie dał nam zmysłu wykrywającego natężenie promieniowania? Bo promieniowanie nie jest dla nas ważne. Po prostu – nie jest ważne”.) 2) Elektrownie jądrowe wprowadziły już od dawna układ barier zapewniających zatrzymywanie produktów rozszczepienia wewnątrz elektrowni. Oznacza to, że elektrownia jądrowa musi ponosić koszty tego układu, ale z drugiej strony emituje ona dzięki temu bardzo mało substancji radioaktywnych, a więc powoduje małe koszty zewnętrzne. 21

Może jednak powodem małych kosztów zewnętrznych cyklu jądrowego jest pomijanie pewnych etapów tego cyklu i ograniczanie analiz do pracy samej elektrowni? Przeciwnicy chętnie sugerują, że taki właśnie jest stan sprawy. Rozpatrzmy więc koszty zewnętrzne, powodowane przez wszystkie kolejne etapy jądrowego cyklu wytwarzania energii.

19.7. Koszty zewnętrzne jądrowego cyklu wytwarzania energii elektrycznej W przypadku cyklu jądrowego, dominujący wkład w koszty zewnętrzne powodują bardzo małe dawki promieniowania jonizującego, stanowiące znikomą część dawek od normalnego tła promieniowania, ale otrzymywane przez wielu ludzi i przez wiele pokoleń. Jako podstawę do ocen dla cyklu jądrowego przyjąć można analizy brytyjskie prowadzone dla elektrowni jądrowej Sizewell B z reaktorem PWR o mocy 1258 MWe (1188 MWe netto) pracującym ze współczynnikiem obciążenia 84,2%, a więc mniejszym niż obecnie przyjmowany i osiągany współczynnik obciążenia równy 90%. Uwolnienia przy przerobie paliwa wypalonego będziemy oceniać uwzględniając technologię stosowaną w zakładach Sellafield w W.Brytanii, przy której uwolnienia izotopu węgla 14C są znacznie mniejsze niż we francuskich zakładach w La Hague. Obciążenia środowiska i zagrożenia zdrowia człowieka powodowane przez uwolnienia substancji promieniotwórczych w kolejnych fazach cyklu jądrowego według ocen brytyjskich26 z poprawką na wyniki studium SENES27 przedstawiają się następująco: 1. Górnictwo uranowe i przerób rudy do postaci koncentratu. Po wykonaniu analiz dla 8 wielkich ośrodków produkcji uranu w 4 krajach, które w 1997 roku wyprodukowały 2/3 uranu na świecie studium SENES27 wykazało, że dawka kolektywna dla osób nie narażonych zawodowo wyniosła 0,11 os-Sv/TWh. Według danych brytyjskich, dawka dla osób narażonych zawodowo wyniosła 0,7 os-Sv/TWh. Łącznie więc dawka na tym etapie wynosi 0,81 os-Sv/TWh. 2. Uwolnienia do atmosfery przy konwersji, wzbogacaniu uranu i produkcji paliwa są bardzo małe, łącznie rzędu 0,05 os-Sv/TWh. 3. Uwolnienia podczas pracy elektrowni jądrowej są bardzo małe i znacznie niższe od wielkości dopuszczalnych. W studium brytyjskim przyjęto wielkości odpowiadające górnej granicy projektowej, od 15 do 100 razy większe od wielkości średnich zmierzonych dla elektrowni tego samego typu pracujących we Francji, Szwecji, Szwajcarii i USA. Autorzy studium brytyjskiego przyznali, że uwolnienia te są znacznie zawyżone i będą skorygowane zgodnie z rzeczywistymi uwolnieniami średnimi. Uwzględniając te rzeczywiste uwolnienia można bezpiecznie podzielić wyniki szacunkowe w studium brytyjskim przez 10, co daje dawkę kolektywną dla społeczeństwa równą 0,04 os-Sv/TWh. Narażenie zawodowe wynosi 0,028 os-Sv/TWh 22. 4. Przy przerobie paliwa wypalonego dawka kolektywna na jednostkę energii elektrycznej produkowanej w elektrowni jądrowej Sizewell B wynosi 0,448 os-Sv/TWh 22. 26

Berry, J.E., Holland M.R., Watkiss P.R., Stephenson W., “Power Generation and the Environment - a UK Perspective”, ETSU Final Report. June (1998) 27 SENES, Long Term Population Dose Due to Radon (Rn-222) Released from Uranium Mill Tailings, SENES Consultants Limited, Richmond, Canada, April (1998)

22

Łącznie dawka przypadająca na jednostkę wytwarzanej energii elektrycznej wyniosła 1,45 osSv/TWh, z tego 0,81 przy pozyskiwaniu uranu, a 0,64 przy dalszych etapach cyklu paliwowego. Wycena monetarna skutków radiologicznych oparta o szacunek skrócenia oczekiwanego okresu życia z uwzględnieniem wpływu DNB w W. Brytanii i w krajach dostarczających uran przedstawiona jest w tablicy 19.3 przy założeniu niekorzystnej dla energii jądrowej stopy dyskonta 0% do oceny skutków w odległej przyszłości. Tab. 19.3 Ocena monetarna skutków radiologicznych cyklu jądrowego uwzględniająca skrócenie oczekiwanego okresu życia (YOLL) przy założeniu stopy dyskonta 0%/rok, w EURO 22 Zgon na raka

Choroba Poważne nowotworowa nie uszkodzenia powodująca zgonu genetyczne

2 180 000

450 000

3 140 000

Średnia światowa dla skutków 1 015 000 radiologicznych pozyskania uranu

450 000

1 026 000

Ocena dla W. Brytanii i UE

Możliwe wypadki w energetyce jądrowej dają bardzo mały wkład w koszty zewnętrzne. Nawet po uwzględnieniu zgonów opóźnionych, które wg hipotezy LNT mogą wystąpić w populacji narażonej nam małe dawki, składowa kosztów powodowanych przez możliwe awarie przy uwzględnieniu ich prawdopodobieństwa np. dla elektrowni jądrowej Muhleberg w Szwajcarii wyniosła poniżej 0,001 Euro-centa /kWh, co autorzy ze szwajcarskiego instytutu im. Scherrera określili jako wartość „pomijalnie małą”.28 Łącznie, stosując współczynniki narażenia określone przez ICRP dla hipotezy o liniowej bezprogowej zależności skutku od dawki otrzymuje się odpowiednie koszty przy stopie dyskonta 0%/rok równe 0,2 m€/kWh. Ponadto koszty narażenia na wypadki przemysłowe, przy cenie statystycznego życia 3 140 000 €, poważnego kalectwa 95 050 € i lekkiego uszkodzenia ciała 6 970 €, wynoszą 0,26 m€/kWh. Razem koszty zewnętrzne dla cyklu jądrowego z przerobem paliwa wypalonego wynoszą 0,46 m€R/kWh.

19.8 Wycena monetarna skutków zdrowotnych w warunkach polskich Określenie pieniężnej wartości szkód zdrowotnych (wzrost zachorowalności/umieralności). pozostaje w dużym stopniu kwestią subiektywnej oceny, gdyż nie istnieje cena rynkowa tychże wartości. Koszty te określane są poprzez szacunek „gotowości do zapłaty” (WTP – „willingness to pay”) za obniżenie ryzyka zdrowotnego.

28

Hirschberg S., “Accidents in the Energy Sector: Comparison of Damage Indicators and External Costs”, Workshop on Approaches to Comparative Risk Assessment Warsaw, Poland, 20-22 October 2004

23

Przy przenoszeniu wycen finansowych wartości życia i zdrowia między różnymi krajami występują trudności związane głównie z różnicami w poziomie dochodów (w konsekwencji z różnicą w WTP dla obniżenia ryzyka przedwczesnego zgonu/zachorowania), w rozkładzie wiekowym ludności i wskaźnikach umieralności. Struktura wiekowa i wskaźniki umieralności w Polsce są bliskie wartości średnich dla UE, natomiast istotna różnica występuje w poziomie DNB na mieszkańca. W okresie, gdy Polska nie była jeszcze członkiem Unii Europejskiej, różnicę DNB uwzględniano przez pomnożenie wartości przyjętych dla krajów UE przez stosunek DNB/mieszkańca dla Polski i dla UE podniesiony do potęgi x, gdzie dla x przyjęto wartość 0,33, uwzględniającą poza względami ściśle monetarnymi również aspekty moralne i etyczne29. Obecnie Polska jest członkiem UE, a zgodnie z wytycznymi Komisji Europejskiej dla wszystkich krajów Unii przyjmuje się jednakowe wartości monetarne charakteryzujące utratę lub skrócenie życia. W analizach prowadzonych w programie NewExt dla Polski wszystkie dane odnośnie kosztów zachorowań z wyjątkiem kosztu leczenia astmy i zwolnienia lekarskiego z pracy były określone przez Małopolski Fundusz Zdrowia wg danych na rok 2003. Wiarygodność danych została potwierdzona przez Narodowy Fundusz Zdrowia21. Średni czas niezdolności do pracy obliczono jako iloraz łącznej liczby dni straconych podzielonej przez liczbę zatrudnionych, w oparciu o dane statystyczne Zakładu Ubezpieczeń Społecznych za 2002 rok. Koszt przedwczesnej utraty życia określono w 2004 roku jako równy 1 M€ 30. Inne koszty zdrowotne to poza podanymi powyżej - dni o ograniczonej aktywności – 46 €/dzień, koszt zwolnienia chorobowego (308 €/miesiąc), pobyt w szpitalu na oddziale układu oddechowego (40 €/dzień) lub chorób układu krążenia (105 €/dzień), użycie substancji po ataku astmy (1633 €/przypadek) i kaszel dziecięcy (38.5 €/dzień). Podobne wielkości kosztów stosowano w analizach ExternE w Czechach31 Jednakże wpływ tych wartości jest znikomy w porównaniu z wartością utraty życia, przyjmowaną jednolicie we wszystkich analizach programu ExternE dla krajów Unii Europejskiej UE 25 21.

19.9. Koszty globalnej zmiany klimatu Oceny kosztów wynikających ze zmiany klimatu zmieniały się znacznie w ciągu ubiegłych lat. Skutki zmiany klimatu są niezwykle złożone i obejmują ogromną liczbę różnych efektów. W wielu przypadkach nie rozumiemy jeszcze dobrze mechanizmów wpływających na przebieg zmian. Trudno jest też ocenić prawdopodobieństwo wystąpienia zjawisk ekstremalnych. Zmiana klimatu jest problemem długoterminowym, tak że ważną sprawą jest także stopa dyskonta. Zmiana tej stopy ma silny wpływ na wycenę skutków ocieplenia globalnego. Aktualnie w programie ExternE zalecono stosować jako wartość średnią koszt równy 20 €/t CO2, ale np. dla Niemiec proponowano stosowanie wartości 30 €/t CO2. Podatek od emisji CO2 planowany do wprowadzenia w krajach UE w trzyletniej fazie pilotującej 2005/2008 będzie wynosił 50 €/t CO2 dla wszystkich nowych elektrowni. Pracujące obecnie elektrownie będą uzyskiwały licencje do emisji CO2 w dotychczasowych granicach bez 29

Strupczewski A., Borysiewicz M., Tarkowski S., Radovic U., „Ocena wpływu wytwarzania energii elektrycznej na zdrowie człowieka i środowisko i analiza porównawcza dla różnych źródeł energii”, w Ekologiczne Aspekty Energetyki, Warszawa 14-16 listopad (2001) 30 ExternE NewExt. http://www.externe.info/ 31 Scasny M. et al ExternE method application in the Czech Republic, DIEM workshop, Prague 16-7 February 2004

24

dodatkowych opłat, ale z drugiej strony planowane jest podniesienie opłat za zwiększenie emisji po roku 2008 do 100 €/t CO2. Tak więc koszty emisji gazów cieplarnianych będą większe niż wartość przypisana im obecnie w programie ExternE. Jest to okoliczność bardzo korzystna dla energetyki jądrowej, która nie powoduje bezpośredniego wydzielania gazów cieplarnianych. Jedynie zużycie energii z innych źródeł, np. energii elektrycznej do produkcji paliwa jądrowego lub do produkcji urządzeń, daje pośrednie obciążenie energetyki jądrowej niewielkimi emisjami gazów cieplarniach. Porównanie emisji dla różnych cykli paliwowych przedstawia rys. 19.15 oparty na danych IAEA. Jak widać, energia jądrowa wiąże się z najmniejszymi emisjami gazów cieplarnianych.

400

7 359

79 278

Emisje gazów cieplarnianych z różnych cykli paliwowych w-emisje wysokie, n-niskie 2005-2020 wg IAEA,[Spadaro et al. 2000]

350 300 11 217

250

25 181

200

31 157

Emisje w innych fazach cyklu paliwowego Emisje przez komin

28 121

150

15 90

76,4 0

100

64,6

50

4,4

16,6

0

0

0

Bi on

0 8,2

Bi ow

kg C/MWh

31 215

8,4 0

13,1 0

2,5 0

5,7 0

2,5 0

EJ -n

EJ -w

trn

trw

ia W

ia

W

/n Hy dr -w Hy dr -n

PV

Vw P

-n G az

Kn Ro pa -w Ro pa -n G az -w

W

Kw W

Bn W

W

B -w

0

Rys. 19.15 Emisje gazów cieplarnianych w różnych cyklach paliwowych.

19.10. Podsumowanie: wielkości emisji i kosztów zewnętrznych dla różnych źródeł energii w warunkach polskich W Polsce szczególnie wyraźne skutki skażeń powietrza obserwowano na Śląsku, gdzie np. w końcu lat 70-tych w Wałbrzychu docierało na ziemię o 40% mniej światła słonecznego niż w innych rejonach Polski, a średni okres życia był tam o 5,3 lat krótszy od średniej krajowej32. Wyraźne ujemne skutki zanieczyszczeń powietrza obserwowano także w wielu innych miastach Polski. Np. w Łodzi, przejściowy wzrost stężenia SO2 w powietrzu z 0,13 do 0,28 mg/m3 w styczniu 1971 r. spowodował wzrost liczby zachorowań na górne drogi oddechowe i układ krążenia z 34 do 72 na dobę. Badania zdrowia dzieci wykazały, że wśród dzieci mieszkających PAN Ochrona i kształtowanie środowiska na tle społecznego rozwoju oraz przestrzennego zagospodarowania w makroregionie południkowo-zachodnim, PAN, Urząd Wojewódzki w Legnicy, Komisja Planowania przy R.M. Legnica, 1978 32

25

w rejonach, gdzie stężenie SO2 jest wyższe od 0,14 mg/m3, u ponad 74% występują zmiany alergiczne błon śluzowych gardła, a 72% choruje przez dłuższy czas. Natomiast wśród dzieci mieszkających w rejonie o stężeniu SO2 poniżej 0,05 mg/m3 odpowiednie liczby wynosiły tylko 21% i 28% 33. Rejonem szczególnie wysokiego ryzyka jest Górny Śląsk, gdzie koncentruje się wydobycie węgla i elektroenergetyka. Badania umieralności dobowej w najbardziej zanieczyszczonym rejonie Katowic wykazały, że narażenie na SO2 i PM10 powoduje wzrost umieralności na choroby układu naczyniowo-oddechowego odpowiednio o 10% i 4% 34. Inne badania w Katowicach wykazały wysoką częstotliwość chronicznych objawów w układach oddechowych dzieci, o 50% wyższą niż u dzieci miejskich poza rejonem badanym35 . Z badań kliniczno-kontrolnych populacji męskiej w Krakowie natomiast wynika, że zanieczyszczenie powietrza spowodowało wzrost ryzyka zgonu na raka płuc 1,4 razy, niezależnie od palenia papierosów i narażenia zawodowego 36. Wytwarzanie energii elektrycznej w Polsce wiąże się z pracą tysięcy górników. Są oni narażeni na wdychanie pyłu węglowego, a to prowadzi do pylicy węglowej płuc. Ostatnie analizy stężenia pyłu węglowego w polskich kopalniach węgla wykazały, że w 90% stanowisk pracy pod ziemią przekroczone są dopuszczalne wartości graniczne 37 . W ciągu ostatniej dekady XX wieku notowano w Polsce ponad 700 przypadków rocznie zachorowań na pylicę węglową płuc 38. Studium umieralności kohorty 7065 polskich górników węgla cierpiących na pylicą węglową płuc wykazało, że ich umieralność całkowita jest znacznie wyższa niż średnia dla mężczyzn w Polsce, a pylica węglowa jako specyficzna przyczyna zgonu dominuje inne współczynniki ryzyka. Z drugiej strony faktem jest, że pylica występuje z dużym opóźnieniem i obecne przypadki chorobowe są skutkiem narażenia przed wielu laty. Obecne stężenia pyłu węglowego są znacznie mniejsze niż dawniej i ocenia się, że liczba przypadków pylicy węglowej powodowana pracą w obecnych kopalniach nie przekracza 0,66 przy wydobyciu 3 mln ton węgla, a więc ilości wystarczającej na 1 GW-rok29. Emisje z elektrowni są skutecznie zmniejszane z roku na rok. Postęp w dziedzinie redukcji emisji zanieczyszczeń doprowadził do znacznego zmniejszenia stężeń pyłów w atmosferze. Na rys. 19.16 widać jak zmniejszało się w ciągu 20 lat stężenie pyłów w powietrzu w województwie katowickim. Średnia wartość zapylenia zmalała od 265 μg/m3 w 1980 roku do około 60 μg/m3 w 1999, a maksymalne wartości stężeń zmalały z 600 do 180 μg/m3. Aby móc ocenić wielkości tych stężeń zapylenia można dodać, że przy stężeniu dwutlenku siarki powyżej 25 μg/m3 zaczynają chorować świerki. Średnie roczne stężenie dopuszczalne w

Świątczak J., „Wpływ zanieczyszczeń powietrza na zdrowie mieszkańców Łodzi, in: Ochrona i kształtowanie środowiska” , Komisja Planowania przy Radzie Ministrów, PAN Urząd Wojewódzki w Piotrkowie Trybunalskim, s. 217, Piotrków Trybunalski, 1979 34 Zejda J.E , “Respiratory symptoms in children of Upper Silesia, Poland”: Eur. J. Epidemiol. (1998) 35 Zejda J.E. et al., « Health hazard of the ambient air pollution in the Upper Silesia Industrial Zone. Report to the Katowice Province Authorities” (in Polish) (1996) 36 Jędrychowski W, Becher H, Wahrendorf J, Basa-Cierpialek Z., “A case-control study of lung cancer with special reference to effect of air pollution in Cracow”, J Epidemiol Community Health, 44:114-120 (1990) 37 Marek K., Lebecki K., “Occurrence and prevention of coal miners’ pneomoconiosis in Poland”, Am J Ind Med. 36:610-617 (1999) 38 Starzyński Z., Marek K., Kujawska A., Szymczak W., „Mortality among coal miners with pneumoconiosis in Poland”, Am J Ind Med. 30: 718-725 (1996) 33

26

Polsce wynosi obecnie 30 μg/m3, a od 2010 r. będzie obniżone do 20 μg/m3 39. Natomiast jak widzieliśmy na rys. 19.10, wyniki badań w miastach USA wskazują, że już przy stężeniu pyłów drobnych (o rozmiarach poniżej 2,5 μm), rzędu 20 μg/m3, występuje zauważalne skrócenie czasu trwania życia.

70 0

Maksymalne i minimalne stężenia pyłu w w oj . katow ickim

600

mikrogr/m3

50 0

400

Stężenie maksymalne Stężenie minimalne

300

200

10 0

0 1980

1981

1982

1983

1984

1985

1986

1987

1988

1989

1990

1991

1992

1993

1994

1995

1996

1997

1998

1999

lat a

. Rys. 19.16 Maksymalne i minimalne stężenia pyłu w województwie katowickim40 Wiele dostępnych danych epidemiologicznych odnośnie szkodliwości zanieczyszczeń opiera się na badaniach przeprowadzonych w rejonach o wysokim zanieczyszczeniu powodowanym przez spalanie węgla. Np. w rejonie Cieplic w Czechach, gdzie w drobnym pyle dominowały siarczany kwaśne, związki organiczne i toksyczne pierwiastki śladowe pochodzące ze spalania węgla, zaobserwowano podwyższony wskaźnik urodzeń dzieci z niedowagą, przedwczesnych urodzeń i problemów neurologicznych wśród dzieci 41. Inne badania w Czechach wykazały, że umieralność niemowląt na choroby układu oddechowego jest wyraźnie podwyższona w rejonach o podwyższonym stężeniu pyłów. Wzrost stężenia PM10 o 25 μg/m3 odpowiadał zwiększeniu umieralności niemowląt na choroby układu oddechowego 1,58 razy 42.

ROZPORZĄDZENIE MINISTRA OCHRONY ŚRODOWISKA, ZASOBÓW NATURALNYCH I LEŚNICTWA z dnia 18 września 1998 r. w sprawie szczegółowych zasad ustalania dopuszczalnych do wprowadzania do powietrza rodzajów i ilości substancji zanieczyszczających oraz wymagań, jakim powinna odpowiadać dokumentacja niezbędna do wydania decyzji ustalającej rodzaje i ilości substancji zanieczyszczających dopuszczonych do wprowadzania do powietrza. (Dz.U. 98.124.819 z dnia 30 września 1998 r.) 40 Radomski J., „Dynamika stężeń pyłu w b. województwie katowickim w latach 1980-1999”, Ochrona Powietrza i Problemy Odpadów, vol. 35, nr. 3, maj-czerwiec 2001 s. 101-104 41 Sram R.J, Dejmek J.I, Topinka J., Binkova B., Dostal M., Mrackova G., Peterkova K., Benes I., Selevan S.G, “Impact of Environmental pollution on human health in Northern Bohemia” (1996) 42 Bobak M., Leon D. A., “Air pollution and infant mortality in the Czech Republic, 1986-88”, The Lancet, Vol. 340, 1010-114, Oct. 24 (1992) 39

27

Tablica 19.4. Wartości graniczne dopuszczalnych zanieczyszczeń powietrza uśrednionych w okresie narażenia wg załącznika nr 1 do rozporządzenia MOŚZNiL 39 Dopuszczalne wartości stężeń w mikrogr/m3 w odniesieniu do okresu Nazwa substancji

30 min.

24 godz.

roku

NOx

500

150

40

SO2

500

125 r.

30

PM10

280 *

50

30 od 2005 r. 20 od 2010 r.

W ostatnim dziesięcioleciu elektroenergetyka polska prowadziła intensywne działania dla zmniejszenia obciążeń środowiska związanych z produkcją energii elektrycznej. W porównaniu z 1989 rokiem w 1999 r. globalne emisje SO2 spadły z 2020 do 920 tys. ton, NOx z 470 do 251 tys. ton, a popiołu lotnego z 739 do 75 tys. ton. Mimo to, stopień redukcji zanieczyszczeń gazowych w urządzeniach ochronnych w Polsce jest niewystarczający.. Dla Polski emisje pyłów wynoszą 13,8 kg/tpu i SO2 22,4 kg/tpu, a dla UE odpowiednio 2,0 i 8,2 kg/tpu. Emisje tlenków azotu są około 30% wyższe w Polsce niż w UE i wynoszą około 8,5 kg/tpu w Polsce, a 6,4 kg/tpu w UE. Wskaźniki emisji dla elektrowni polskich i niemieckich przedstawiono w tablicy 19.5. Jak widać, wskaźniki emisji dla elektrowni, które jeszcze nie zostały wyposażone w instalacje odsiarczania spalin (Kozienice) są bardzo wysokie, a wskaźniki dla elektrowni unowocześnionych takich jak Opole są dużo lepsze, ale wciąż wyższe niż wskaźniki dla nowoczesnych elektrowni w Niemczech lub w Szwajcarii. W przypadku pełnego cyklu brak jest nam danych dla Polski, ale można uznać, że przyjęcie danych z Niemiec lub Szwajcarii nie będzie krzywdzące dla elektrowni z paliwem organicznym w Polsce. Tablica 19.5 Porównanie wskaźników emisji dla EWK w Polsce i w Niemczech (pracujących na węglu niemieckim)3,43 WIELKOŚĆ

CO2

CH4

Pyły

NOx

SO2

g/kWh

mg/kWh

mg/kWh

mg/kWh

mg/kWh

EWK Kozienice, praca elektrowni

874

?

437

1970

6399

EWK Opole, praca elektrowni

855

?

40

1340

810

766

42

11

551

207

55

4596

23

115

82

838

4716

64

696

351

EWK, Niemcy, praca elektrowni

3

EWK, Niemcy, produkcja paliwa 3 EWK, Niemcy, całość cyklu

3

43

Pinko L., Rakowski J. Swierski J., „Ekologiczne aspekty wytwarzania energii elektrycznej w krajowych elektrowniach cieplnych”, Międzyn. Konf. Aspekty Ekologiczne Wytwarzania Energii Elektrycznej, Warszawa, 14-16 listopad 2001

28

Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce podsumowano w tabelach. 19.6 i 19.7 44. W obliczeniach uwzględniono tylko koszty zdrowotne w wyniku emisji zanieczyszczeń powietrza (PM10, SO2, NOx) oraz koszty ocieplenia klimatu na skutek emisji CO2. Koszty szkód obliczono na tonę zanieczyszczenia stosując uproszczoną metodę ExternE z pomocą modułu B-GLAD Międzynarodowej Agencji Atomistyki. Kilka uproszczonych modeli, pojedynczo lub w kombinacji, zastosowano do oceny kosztów zewnętrznych każdej z elektrowni zawodowych. Dla ok. 20 obiektów, największych oraz zlokalizowanych na dużych obszarach zurbanizowanych lub w ich pobliżu, zastosowano najbardziej złożony model QUERI#3, pozwalający na modelowanie lokalnego ( do 50 km od źródła) rozprzestrzenienia emitowanych zanieczyszczeń. Te same dane meteorologiczne - temperatury, prędkości i kierunku wiatru - przyjęto we wszystkich obliczeniach (dane dla obszaru Warszawskiego użyto jako dobrą aproksymację średnich warunków rocznych w Polsce). Nie mniej jednak szczegółową uwagę poświęcono określeniu rozkładu zaludnienia dla różnych lokalizacji. Regionalne gęstości zaludnień (obszar od 50 do 1250 km około źródła) oszacowano biorąc pod uwagę ludność Ukrainy, Białoruś oraz europejskiej części Rosji. Dla wszystkich elektrowni publicznych dostępne były dane o wielkości produkcji energii, emisjach zanieczyszczeń, wysokościach kominów oraz całkowitej emisji spalin 45 (dla pozostałych danych niezbędnych do obliczeń przyjęto wartości zastępcze). Dla elektrociepłowni podział energii chemicznej paliwa zużytego na produkcję energii elektrycznej i na produkcję ciepła wykonano „metodą fizyczną” zgodnie z PN-93/M-35500. Koszty zewnętrzne obliczone na tonę zanieczyszczenia oraz na kWh wytwarzanej energii elektrycznej przedstawiono na rys. 19.17 i w tablicy 19.6. Rys. 15 Koszty zewnetrzne elektroenergetyki w Polsce 90

83.1

80

m EURO /kW h

70

64.7

64

PM10 SO2 NOx Razem koszty zdrowotne CO2 Sum a kosztów zewnetrznych

60

53

49

50

67.3

39.9 40

31

30 20 10 0 EW B

EW K

EC

S rednio

Rys.19.17 Koszty zewnętrzne elektroenergetyki w Polsce

44

A. Strupczewski, U. Radovic, Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce, Biuletyn Miesięczny PSE, styczeń 2006, s. 14-29, 1-2 2006 45 Emitor (1990-2004) - Emisja zanieczyszczeń środowiska w elektrowniach i elektrociepłowniach zawodowych, ARE S.A., Warszawa

29

Koszty zewnętrzne przypadające na jednostkę emitowanego zanieczyszczenia są najwyższe dla pyłów i wynoszą ok. 10,000 €’95/tonę, następne są tlenki azotu NOx (aerozole azotanów i ozon) z kosztem 5610 €/t oraz dwutlenek siarki SO2 z 5320 €/t (głównie efekt pośredni oddziaływania aerozoli siarczanów, gdyż bezpośrednie oddziaływanie SO2 nie przekracza 5% całkowitego kosztu). Jednak, jeśli koszty są wyrażone na jednostkę wytwarzanej energii, to ze względu na dużą emisję na czele listy znajdują się siarczany z 35,8 m€/kWh, co stanowi wartość porównywalną z prywatnym kosztem produkcji energii elektrycznej w Polsce. Najniższym kosztem 6 m€/kWh charakteryzują się pyły (PM10). Łączny uśredniony koszt zewnętrzny (bez uwzględnienia CO2) obliczony na kWh energii elektrycznej wynosił w Polsce w 1998 roku ok. 53 m€/kWh. Jest to wartość porównywalna z ceną energii elektrycznej dla odbiorcy końcowego, znacznie przewyższająca koszt prywatny wytwarzania energii. Uwzględnienie efektu globalnego ocieplenia klimatu (emisji CO2) zwiększyłoby ten koszt o dodatkowych 2-14 m€/kWh.47 Tab. 19.6. Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce w 1998 r. wg rodzaju obiektu i zanieczyszczeń (tylko obiekty zawodowe) 43 Elektrownie na Elektrownie na Elektrociepłownie węgiel brunatny węgiel kamienny zawodowe

Ogółem

Euro/t

mEuro/kWh Euro/t

mEuro/kWh Euro/t

mEuro/kWh Euro/t

mEuro/kWh

7720

3.9

10900

5.7

11070

7.4

10070

6.0

Dwutlenek siarki - SO2 5280

50.6

5350

31.1

5360

16.7

5320

35.8

Tlenki azotu - NOx

5600

10.2

5650

12.2

5560

6.9

5610

11.2

Razem

-

64.7

-

49.0

-

31.0

-

53.0

* Dwutlenek węgla -CO2 20

22.4

20

18.3

20

10.8

20

19.4

Łącznie

87.1

-

67.3

-

41.8

-

70.4

Pyły - PM10

-

W Tablicy 19.7 podsumowano całkowite koszty zewnętrzne dla krajowych elektrowni cieplnych. Łączny koszt zewnętrzny wytwarzania energii elektrycznej, wyłączając efekt CO2, wynosi ok. 7 mld €, lub ok. 5,8% Krajowego Produktu Brutto Polski w 1999 r. Około 70% tegoż kosztu jest następstwem emisji SO2, 20% NOx a tylko 10% pyłów. Koszty emisji CO2 oszacowano na 0,35-2,4 mld €/a. Do kosztów zewnętrznych należy także włączyć koszty gospodarki odpadami. W Polsce pomimo spadku wydobycia węgla kamiennego a także mniejszej produkcji energii elektrycznej i ciepła, w dalszym ciągu zanieczyszczenie środowiska naturalnego odpadami jest znaczne. Na 133 mln ton wytworzonych stałych odpadów przemysłowych w 1998 r. aż 75,8 mln ton to odpady z górnictwa węglowego i energetyki. Liczba ta nie obejmuje popiołów, które tworzone są w piecach domów jednorodzinnych. Nie uwzględnia ona także nadkładu ziemi usuwanego z pokładów węgla. Ilość tego nadkładu jest ogromna. Np. w Bełchatowie ilość nadkładu oraz wody gruntowej wynosi 12 ton na każdą tonę wydobytego węgla brunatnego. Ten wskaźnik porównywalny jest z górnictwem węgla brunatnego w 30

Niemczech. W skali całego kraju powierzchnia nie zrekultywowanych składowisk, hałd i stawów osadowych przemysłu paliwowo-energetycznego wyniosła w 1991 roku 5483 ha. Tablica 19.7. Zagregowane koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w krajowych elektrowniach cieplnych w 1999 r. Rodzaj

Koszty jednostkowe

Emisje łączne w 1999r. *)

Roczne koszty zewnętrzne

zanieczyszczeń

Euro/t

tony

mld Euro

% udział

PM10

10070

74 824

0.75

7.5

SO2

5320

920 319

4.89

49.2

NOx

5610

251 466

1.41

14.2

CO2

20

145 614 000

2.9

29.1

Łącznie

-

-

9.95

100

*)

źródło: Radovic46, z poprawką na efekt cieplarniany wg 43

Energetyka osiągnęła wielki postęp w dziedzinie utylizacji odpadów. W 1999 roku na 14 mln ton stałych odpadów paleniskowych wykorzystano 10,7 mln ton. Tym niemniej utylizacja odpadów nie jest łatwa. Około 30% popiołów charakteryzuje się tak dużymi zawartościami pierwiastków promieniotwórczych, że nie nadają się one do produkcji materiałów budowlanych. Aktywność chemiczna produktów odsiarczania spalin jest duża. Składowanie odpadów paleniskowych stwarza potencjalne zagrożenie dla otaczającego środowiska przez pylenie wtórne, a także przez rozpuszczanie popiołów w wodzie przenikającej do gleby. Dlatego dna składowisk są uszczelniane i drenowane, a powierzchnia popiołu lotnego pokrywana jest środkami błonotwórczymi. Należy jednak zdawać sobie sprawę, że szkodliwe substancje chemiczne zawarte w popiołach pozostają trwale szkodliwe, a stosowane zabezpieczenia mają charakter tymczasowy i wymagają odnawiania i obsługi. Na przykład w rejonie miasta Wałbrzych hałdy górnicze powodują silne zapylenie miasta, dając wkład wynoszący ponad połowę łącznego zapylenia ze wszystkich źródeł. Szczególna uciążliwość hałd i osadników kopalnianych w tym mieście wynika z ich niewłaściwej lokalizacji i opóźnienia prac rekultywacyjnych. Obecnie gros hałd góruje nad zabudową mieszkalną Wałbrzycha, tak że np. w rejonie dzielnicy Sobięcin pylenie hałd powodowało w końcu lat 80-tych opady rzędu 250 t/km2rok 47. Obecnie opady pyłowe maleją wskutek usprawnień układów kontroli emisji w elektrowniach i zamykania zakładów szczególnie uciążliwych dla środowiska, ale procesy rekultywacji hałd przebiegają znacznie wolniej i hałdy pozostają poważnym źródłem zagrożenia. Podczas spalania węgla wytwarzane są duże ilości popiołu. Przy średniej zawartości popiołu w węglu polskim równej 20% wytworzenie 1 GWa energii elektrycznej powoduje powstanie około pół miliona ton popiołu. Pył węglowy używany jest do utwardzania dróg, jako składnik 46

Radović U., “Assessment of external costs of power generation in Poland, Part of the IAEA’s Co-ordinated Research Project” in Estimating the external costs associated with electricity generating options in developing countries using simplified methodologies, ARE S.A., Warsaw, (2002) 47 Wójcik J., „Zapylenie powietrza atmosferycznego w Wałbrzychu w latach 1970-1994”, Ochrona Powietrza i Problemy Odpadów, Vol. 30, Nr. 6, s. 195-199, (1996)

31

farb, a około 5% popiołu stosuje się w konstrukcjach i budownictwie. Ze względu na emisję produktów rozpadu radonu użycie węgla w budownictwie mieszkalnym wiąże się ze średnią dawką dodatkową promieniowania wynoszącą około 80 osobo-Sv/GWrok. Przy współczynniku 0,05 zgonu/osobo-Sv daje to 4 zgony/GWrok, a więc wiele więcej niż zagrożenie promieniotwórcze w przypadku elektrowni jądrowych. Ponadto w warunkach polskich konieczne jest dodanie kosztów szkód wywołanych zrzucaniem do polskich rzek zasolonej wody pochodzącej z kopalni węgla kamiennego. Z kopalń WK na Śląsku każdego dnia prawie 1 milion m3 wody gruntowej z 12 500 ton soli przepompowuje się do Odry i Wisły. W skali roku jest to 4,5 mln ton soli kuchennej48. Ścieki z elektrowni są w większości oczyszczane, np. w 1999 roku na 87 mln m3 ścieków wytworzonych w elektrowniach i elektrociepłowniach zawodowych oczyszczono 62,4 mln m3, ale 22,2 mln m3 ścieków zostało usuniętych do rzek w postaci nieoczyszczonej 43. Porównanie tych obciążeń powodowanych w Polsce przez spalanie węgla z kosztami zewnętrznymi związanymi z wytwarzaniem energii elektrycznej w cyklu jądrowym (w całym cyklu, nie tylko w samych elektrowniach) przedstawionymi powyżej wykazuje, że koszty zewnętrzne dla cyklu jądrowego w krajach UE-15 z przerobem paliwa wypalonego równe są 0,46 m€/kWh. W warunkach polskich byłyby one niższe, ale biorąc pod uwagę, że ogromna większość tych kosztów przypada i tak na ludność zamieszkałą poza Polską, można do porównań stosować pesymistycznie wielkość podaną w studium brytyjskim. Natomiast koszty zewnętrzne dla cyklu węglowego w Polsce, nawet po pominięciu kosztów zanieczyszczeń naszych rzek przez odpady z cyklu węglowego, wynoszą 70,4 m€/kWh. Tak wielka różnica kosztów zewnętrznych, to jest kosztów strat zdrowotnych i ekologicznych, wskazuje jasno, że energia jądrowa jest źródłem energii elektrycznej najbardziej korzystnym dla zdrowia społeczeństwa zarówno w warunkach europejskich, jak i w warunkach polskich.

Kotowski W., Ulbrich R., „Iloraz 4 i iloraz 10 – granice wykorzystania środowiska przez człowieka”, Gospodarka Paliwami i Energią, 9/2000 ss. 26-30 48

32

ROZDZIAŁ XX. ASPEKTY EKONOMICZNE ENERGETYKI JĄDROWEJ Materiały przedstawione w poprzednich wykładach wykazały, że energia jądrowa jest bezpieczna, że nie ma powodu obawiać się promieniowania podczas jej normalnej pracy a środki techniczne i konstrukcje oparte na zjawiskach naturalnych pozwalają wyeliminować ryzyko awarii. Nawet problem gospodarki odpadami radioaktywnymi można uważać za rozwiązany. Ale - czy to wszystko nam się opłaca? Może koszty energii elektrycznej z elektrowni jądrowych są tak wysokie jak z ogniw słonecznych i nikt nie chce ich budować bez dotacji państwowych? Może te wszystkie kraje, które budują elektrownie jądrowe, robią to ze względów prestiżowych i militarnych? Czy elektrownie jądrowe są konkurencyjne ekonomicznie? 20.1. Renesans rozwoju energetyki jądrowej. Konkurencyjność ekonomiczna zawsze była zasadniczym powodem wyboru opcji elektroenergetycznych, a od czasu wprowadzenia wolnego rynku jej znaczenie jeszcze bardziej wzrosło. Ocena konkurencyjności ekonomicznej jest zasadniczym elementem polityki zarówno na poziomie rządów jak i na poziomie inwestorów prywatnych. Ostatnie lata przyniosły renesans w rozwoju energetyki jądrowej. Wielkie kraje takie jak Rosja, Ukraina, Japonia, Chiny, i Indie prowadzą intensywną rozbudowę energetyki jądrowej, Francja i Finlandia budują nowe elektrownie jądrowe dużej mocy, a wznowienie rozwoju energetyki jądrowej zapowiedziały już USA, W. Brytania, Czechy, Słowacja, Rumunia, Bułgaria i wiele innych krajów. Obecnie pracujące elektrownie jądrowe produkują więcej energii niż przed kilku laty. W roku 2000 łączna energia elektryczna wytworzona przez elektrownie jądrowe wyniosła 2447 miliardy kWh, co stanowiło wzrost o 15% w stosunku do stanu sprzed 6 lat. Wzrost wyprodukowanej energii o 317 TWh równy jest produkcji z ponad 30 reaktorów dużej mocy, chociaż w latach 1995-2000 liczba reaktorów wzrosła tylko o pięć bloków, a łączna moc elektrowni jądrowych o 3%. Reszta przyrostu produkcji energii wynikła z polepszenia parametrów eksploatacyjnych istniejących reaktorów energetycznych. Głębokość wypalenia paliwa w reaktorach PWR wzrosła o 50% (na bazie cieplnej, nie elektrycznej), z 30 MWd/kg U w 1974 roku do 45 MWd/kg U w 1998 roku i nadal rośnie. W przypadku reaktorów z wodą wrzącą (BWR) wypalenie wzrosło w tym samym okresie z 23 do 40 MWd/kg U, a fizyczna niezawodność paliwa również została zwiększona. Współczynniki obciążenia (a więc ilość energii wyprodukowanej w stosunku do nominalnych możliwości elektrowni pracującej przy 100%. wykorzystaniu czasu) elektrowni jądrowych przekraczają 75% w dwóch trzecich elektrowni poza Rosją i Ukrainą, w porównaniu z tylko 39% elektrowniami osiągającymi ten poziom w 1990 r. W ciągu ostatnich 15 lat fińskie reaktory energetyczne znajdowały się na szczycie tablicy osiągów eksploatacyjnych, a obecnie ich skumulowane (od chwili rozpoczęcia pracy do momentu oceny) współczynniki obciążenia wynoszą około 92%. Reaktory w Belgii, Czechach, Japonii, Niemczech, Południowej Korei, Hiszpanii, Szwajcarii, na Węgrzech, w USA i na Taiwanie mają współczynniki obciążenia od 92 do 80 %. 1

Amerykańskie elektrownie jądrowe wykazują stałą poprawę dyspozycyjności w ciągu ostatniej dekady. Średni współczynnik obciążenia, który w 1990 roku wynosił 65%, wzrósł w 2000 r do 85%. Dla nowych elektrowni jądrowych przyjmuje się obecnie jako punkt odniesienia współczynnik obciążenia równy 90%, co odpowiada aktualnym osiągom energetyki jądrowej na świecie1. Już od kilku lat nie ulega wątpliwości, że budowa elektrowni jądrowych jest przedsięwzięciem gwarantującym długotrwałe dostawy taniej energii elektrycznej, a obecne podwyżki cen ropy i gazu ziemnego podnoszą jeszcze bardziej atrakcyjność ekonomiczną energii jądrowej. Porównania dokonywane w ostatnich latach XX wieku wskazywały, że konkurencyjność energii jądrowej zależy od stopy oprocentowania kapitału. W krajach, gdzie stopa ta wynosiła 5% rocznie, elektrownie jądrowe były najtańszym źródłem energii elektrycznej, zaś w krajach o wysokiej stopie procentowanej- rzędu 10 % - tańsze były elektrownie gazowe lub opalane ropą, dla których nakłady inwestycyjne były stosunkowo dużo mniejsze, a czas zamrożenia kapitału podczas budowy znacznie krótszy. Jednakże po polepszeniu parametrów eksploatacyjnych elektrowni jądrowych w ciągu ostatniej dekady sytuacja zmieniła się zdecydowanie na ich korzyść. Co więcej, firmy reaktorowe opracowały nowe udoskonalone typy reaktorów, takie jak reaktor AP 600 lub AP 1000 w USA lub EPR w Unii Europejskiej. Dzięki starannemu przygotowaniu budowy i wprowadzeniu systemu prefabrykacji elementów elektrowni jądrowej, czas jej budowy może być znacznie skrócony, np. do 36 miesięcy w przypadku reaktora AP 1000. Jednocześnie znacznie zmniejszono ilość potrzebnych tu układów bezpieczeństwa i ich składników, a dzięki wykorzystaniu sił naturalnych takich jak siła grawitacji lub konwekcja naturalna wyeliminowano kosztowne układy zasilania awaryjnego, np. generatory diesla i ich układy pomocnicze zaopatrujące te generatory w wodę, paliwo i smary. Wątpliwości co do konkurencyjności ekonomicznej elektrowni jądrowych rozwiały się po opublikowaniu wyników szeregu wielkich studiów przeprowadzonych na początku XXI wieku. W 2000 r. Finlandia przeprowadziła analizę porównawczą kosztów wytwarzania energii elektrycznej w nowych elektrowniach2, a w następnych latach wykonano takie analizy w USA 3 , w W. Brytanii 4 a ostatnio w krajach OECD 5 , 6 . Dały one podobne wyniki, wskazujące, że energia jądrowa jest najtańszym źródłem energii elektrycznej z nowych elektrowni. Wyniki tych analiz omówimy poniżej, szczególną uwagę poświęcając studium fińskiemu, które posłużyło za podstawę do zamówienia elektrowni jądrowej dla Finlandii, a także przyczyniło się niewątpliwie do tego, że parlament fiński podjął słynną uchwałę mówiącą, że „energetyka jądrowa jest rozwijana w Finlandii dla dobra społeczeństwa”.

1

The Long Term Sustainability of Nuclear Energy, WNA Submission to UK Energy Review, http://www.worldnuclear.org/wgs/wnasubs/energyrevieqw/index.htm 2 Tarjanne R, Rissanen S, :Nuclear Power: Least Cost Option for Baseload Electricity in Finland, The Uranium Institute, 25-th Annual Internat. Symp. 2000 3 Massachusetts Institute of Technology. The Future of Nuclear Power - An Interdisciplinary Study, 2003. 4 The Royal Academy of Engineering. The Costs of Generating Electricity, March 2004 5 OECD: Projected Costs of Generating Electricity, 2004 6 OECD Projected Costs of Generating Electricity (2005 Update) http://www.iea.org/textbase/npsum/ElecCostSUM.pdf

2

20.2. Ocena ekonomiczna opracowana w Finlandii Studium fińskie, oparte na szczegółowych analizach ekonomicznych uwzględniających aktualne osiągi elektrowni jądrowych na świecie i w Finlandii2, przedstawia porównanie czterech możliwych źródeł energii, mianowicie energii jądrowej (EJ), elektrowni węglowej kondensacyjnej (EW), elektrowni gazowej (EG) i elektrowni opalanej torfem (ET). Jako elektrownię odniesienia w cyklu węglowym przyjęto istniejącą w Finlandii elektrownię MeriPori o mocy 560 MWe opalaną pyłem węglowym, a w przypadku torfu rozpatrywano spalanie w złożu fluidalnym. Dane dla elektrowni gazowej przyjęto zgodnie z najnowszymi osiągnięciami technicznymi w praktyce międzynarodowej. Moce EW i EG wybrano dostatecznie duże aby móc dokonać rzetelnych porównań. Elektrownia węglowa byłaby zlokalizowana na wybrzeżu morskim. Wielkość elektrowni torfowej ograniczono do 150 MWe, ponieważ przy większej mocy transport paliwa stałby się zbyt dużym obciążeniem. Przy ocenie kosztów produkcji energii elektrycznej przyjęto stopę procentową 5% rocznie i ustalony poziom cen z lutego 2000 roku. Czas budowy EJ przyjęto równy 5 lat. Wszystkie wydatki na gospodarkę odpadami radioaktywnymi (łącznie z paliwem wypalonym) i likwidację elektrowni są ujęte w zmiennych kosztach eksploatacji i napraw poprzez coroczne wpłaty do funduszu odpadów jądrowych.

Koszty wytwarzania energii elektrycznej, 8000 godz/rok [Tarjanne, Rissanen] 35 30

Koszty paliwowe Zmienne koszty eksploatacji i napraw Roczne koszty stałe Koszty inwestycyjne

Euro/MWh

25 20

1 5 .4 9 2 .8 6 3 .4 1

15

1 0 .2 6 1 9 .8 8

3 .3

3 .1 4 .9 2

10

3 .0 1

2 .0 4

5

0 .3 1 1 .0 7

1 2 .7 4 7 .2 2

9 .6 7

5 .0 7

0

EJ

EW

E. Gaz

E torf

Rys. 20.2.1 Koszty wytwarzania energii elektrycznej przy pracy przez 8000 godzin /rok wg studium fińskiego2 Koszty wytwarzania energii elektrycznej przy rocznej pracy przez 8000 godzin na pełnej mocy (co odpowiada współczynnikowi obciążenia 91%) pokazano na rys. 20.2.1. Koszt energii elektrycznej wytwarzanej w elektrowni jądrowej wynosi 22,3 €/MWh, w elektrowni węglowej 24,4 €/MWh, a w elektrowni gazowej 26,3 €/MWh2. Dominującą składową kosztów w przypadku elektrowni jądrowej są nakłady inwestycyjne, natomiast koszt paliwa jądrowego jest niski. W przypadku innych źródeł energii dominującą składową stanowi koszt paliwa.

3

Elektrownia jądrowa wymaga znacznie wyższych nakładów inwestycyjnych niż pozostałe źródła energii – 1749 €/kW łącznie z kosztem pierwszego wsadu paliwowego do rdzenia, składającemu się na jednostkowe nakłady inwestycyjne, które są trzykrotnie wyższe niż dla elektrowni gazowej. Ale koszty paliwowe są znacznie niższe i przy współczynniku obciążenia powyżej 70% energia jądrowa staje się najtańszym źródłem energii, patrz rys. 20.2.2, na którym pokazano koszty wytwarzania energii dla czterech wybranych źródeł energii w funkcji rocznego czasu pracy elektrowni na pełnej mocy. Przy współczynniku obciążenia 80% koszty paliwowe wynoszą dla cyklu jądrowego 2,36 c€/kWh, dla węgla 2,54, dla gazu 2,69 i dla torfu 3,26 c€/kWh. Przy współczynniku wykorzystania mocy zainstalowanej równym 90% (co w Finlandii stanowi wartość odniesienia dla EJ) przewaga energii jądrowej wzrasta, bo koszty paliwa jądrowego wynoszą tylko 2,15 c€/kWh, podczas gdy dla węgla są one równe 2,41 i dla gazu 2,61 c/kWh. Gaz jest najtańszy tylko przy współczynnikach obciążenia poniżej 55%1.

Koszty wytwarzania energii elektrycznej w funkcji czasu pracy, studium fińskie, [Tarjanne, Rissanen] 45 40 35

Euro/MWh

30 25 20

EJ

15

EW 10

E gaz

5

E torf

0 5000

6000

7000

8000

8400

godz/rok

Rys. 20.2.2 Koszty wytwarzania energii elektrycznej dla czterech podstawowych źródeł energii w funkcji liczby godzin pracy na pełnej mocy rocznie2 Wpływ zmian w danych wejściowych na ocenę kosztów produkcji energii elektrycznej badano w ramach analizy czułości. Za każdym razem zmieniano jeden parametr, podczas gdy inne dane pozostawały bez zmian w stosunku do wariantu bazowego, z 8000 godzin pracy na pełnej mocy rocznie. Zmieniano wartość kosztów inwestycyjnych, paliwowych, stopy procentowej i okresu użytecznej pracy elektrowni. Zmiana kosztów wytwarzania energii elektrycznej w przypadku zmiany nakładów inwestycyjnych o 10% jest mniej więcej taka sama dla wszystkich czterech typów elektrowni (ok. 1 Euro/MWh): trochę większy dla energii jądrowej niż dla węgla i gazu. Jednakże nawet duża zmiana nakładów inwestycyjnych nie zmienia pozycji energii jądrowej jako najtańszego źródła energii. Dodatkowym czynnikiem przemawiającym na korzyść energii jądrowej jest brak emisji CO2. Przy mocy nowej EJ równej 1500 MWe i produkcji 12 TWh rocznie można uniknąć emisji 10 milionów ton CO2 w stosunku do elektrowni węglowej. W stosunku do elektrowni gazowej,

4

EJ pozwala zaoszczędzić 4.4 mln ton CO2. Oznacza to istotny wkład w realizację postanowień układu z Kyoto. 20.2.1 Koszty uranu Wobec wznowienia rozbudowy energetyki jądrowej aktualne staje się pytanie, na jak długo wystarczy paliwa dla elektrowni jądrowych i jakie będą konsekwencje wyczerpywania zasobów rudy uranowej. Ruda uranowa to z definicji minerały, z których można odzyskać metal przy kosztach opłacalnych ekonomicznie. Definicja rudy jest więc zależna od kosztów uzyskania uranu i jego ceny rynkowej. W chwili obecnej wydobycie uranu nie jest opłacalne ani z wody morskiej ani z granitu, ale może stać się opłacalne, jeżeli cena uranu wystarczająco wzrośnie. Obecnie opłacalne do wydobycia zasoby uranu na świecie wynoszą 3 miliony ton U3O8, z czego w Australii znajduje się 27%, w Kazachstanie 17%, i w Kanadzie 15%7. Znane zasoby uranu w najniższej kategorii kosztów i wykorzystywane tylko w reaktorach konwencjonalnych (bez recyklizacji plutonu) wystarczą na ponad 45 lat pracy energetyki jądrowej. Jest to poziom zasobów wyższy niż zwykle spotykany dla większości minerałów. Dalsze poszukiwania i wzrost cen z pewnością pozwolą wykryć dalsze zasoby w miarę wyczerpywania obecnie istniejących. Podwojenie ceny uranu w stosunku do obecnego poziomu może przynieść dziesięciokrotny wzrost zasobów uranu. Wpływ wzrostu cen rudy uranowej prowadzi do wzrostu cen paliwa jądrowego, aczkolwiek cena paliwa rośnie wolniej niż cena rudy, bo na koszt paliwa składa się także koszt wielu procesów technologicznych następujących już po wydobyciu rudy uranowej. Zależność kosztów wytwarzania energii elektrycznej od zmian cen paliwa [Tarjanne, Rrissanen] 45 40

Euro/MWh

35 30 25 20 EJ

15

EW

EGaz

E torf

10 -25%

0%

25%

50%

Zmiana cen paliwa

Rys. 20.2.3 Wpływ kosztów paliwowych na koszty wytwarzania energii elektrycznej2 7

University of Chicago Study, The Economic Future of Nuclear Power, August 2004

5

Wpływ zmian cen paliwa na koszt energii elektrycznej pokazano na rys. 20.2.3. Nie jest on znaczący dla energii jądrowej natomiast koszty wytwarzania elektryczności w elektrowni gazowej zależą silnie od cen gazu. Analiza czułości wykazała, że przewaga energii jądrowej nie zależy od zmian w parametrach wejściowych. Na przykład duży wzrost kosztu uranu powoduje tylko niewielki wzrost kosztów elektryczności z elektrowni jądrowej, natomiast w przypadku gazu ziemnego wzrost cen gazu odbija się silnie na cenie elektryczności. Podwojenie ceny paliwa spowodowałoby wzrost ceny energii elektrycznej w przypadku energii jądrowej o 9%, dla węgla o 31% i dla gazu o 66%. Są to wielkości podobne do wyników otrzymanych w studium OECD, które wskazało, że budowa EJ zapewnia stabilizację cen energii elektrycznej niemal niezależnie od cen uranu. Zmiana o 100% ceny uranu naturalnego powoduje zmianę kosztu wytwarzania energii elektrycznej o mniej niż 10%. Natomiast zmiana o 100 % cen gazu ziemnego powoduje zmianę kosztu energii elektrycznej o ponad 60%8. Jest to szczególnie ważne ze względu na oczekiwany wzrost cen gazu ziemnego w miarę wyczerpywania się jego zasobów, a także w odpowiedzi na różne wydarzenia mogące powodować niepokoje na rynku nośników energii. 20.2.2 Problem stopy oprocentowania kapitału Z uwagi na duże nakłady inwestycyjne istotną rolę w kosztach energii elektrycznej z elektrowni jądrowych gra stopa oprocentowania kapitału, a także czas trwania budowy elektrowni, bo od kapitału uwięzionego w budowanych budynkach i urządzeniach trzeba płacić odsetki. Wpływ stopy procentowej pokazano na rys. 20.2.5. Jest on umiarkowany we wszystkich wariantach.

Wpływ stopy procentowej na koszty wytwarzania energii elektrycznej [Tarjanne, Rissanen] 35

Euro/MWh

30 25 20 15

EJ

EW

EGaz

E torf

10 4

4.5

5

5.5

6

Zmiana stopy procentowej, %/rok

Rys. 20.2.4 Wpływ stopy dyskonta na koszty wytwarzania energii elektrycznej2. 8

OECD, NEA and IAEA: Uranium, resources, Production and demand, July 2000

6

20.3. Oceny ekonomiczne z USA, Niemiec, Francji. 20.3.1 Sytuacja w USA Podniesienie współczynnika obciążenia elektrowni jądrowych i obniżenie ich kosztów eksploatacyjnych spowodowało zdecydowany wzrost opłacalności produkcji energii elektrycznej w elektrowniach jądrowych. Komentatorzy amerykańscy podkreślają, że w ciągu ostatnich lat znacznie wzrosła produkcja energii elektrycznej mimo niewielkich zmian w ogólnej mocy nominalnej elektrowni jądrowych w USA. Zbudowane dawniej elektrownie jądrowe przynoszą obecnie duże zyski i ich wartość rynkowa znacznie wzrosła. Nowe elektrownie jądrowe będą oparte na projektach nowych reaktorów, zwanych reaktorami III generacji. Przykładem takich reaktorów jest reaktor AP 1000. Charakteryzuje się on konstrukcją, w której bezpieczeństwo osiągnięto dzięki wykorzystaniu sił przyrody, przy znacznej redukcji układów mechanicznych i elektronicznych wymagających dopływu energii z zewnątrz9. Dzięki redukcji ilości wyposażenia układów bezpieczeństwa w reaktorze AP 1000 nakłady inwestycyjne są w nim niższe niż w innych reaktorach energetycznych10 . Łączne nakłady bezpośrednie i pośrednie na blok w elektrowni jądrowej z dwoma reaktorami AP 600 wynoszą 1650 mln USD, a koszty inwestora 205 mln USD. Łącznie jednostkowe bezpośrednie nakłady inwestycyjne wyniosą 1520 USD/kWe 11 . Zwiększenie rozmiarów urządzeń elektrowni jądrowej spowoduje wzrost kosztów o 11%, a moc wzrośnie o 66%, dlatego eksperci firmy Westinghouse oceniają, że wynikowe jednostkowe nakłady inwestycyjne wyniosą w tych warunkach około 1000 USD/kWe. Czas budowy AP 1000 od wylania betonu na płytę fundamentową do załadunku paliwa oceniono na 36 miesięcy. Dyspozycyjność AP1000 oceniono na 90%, co może być wartością zbyt niską, biorąc pod uwagę, że obecnie średni współczynnik wykorzystania mocy elektrowni jądrowych w Belgii, Finlandii, Korei, Holandii, Słowenii, Hiszpanii, Szwajcarii i USA przekracza już 90%, a dla nowych elektrowni współczynnik dyspozycyjności powyżej 92% jest uważany za normalny. Firma Westinghouse będąca twórcą reaktora AP 1000 wykonała szereg ocen ekonomicznych, które wskazują, że elektrownia jądrowa z reaktorem AP 1000 będą dostarczać energię elektryczną taniej niż inne elektrownie jądrowe i konwencjonalne. W USA cały szereg towarzystw energetycznych zgłosił już wnioski o zezwolenie na budowę tego reaktora. Gdy US NRC udzieli odpowiednich zezwoleń, co oczekiwane jest w ciągu 2 lat, okaże się, w jakim stopniu analizy firmy Westinghouse są trafne.

9

Strupczewski A. A jeśli jednak dojdzie do ciężkiej awarii w elektrowni jądrowej – co wtedy? Biuletyn PSE, 5(06, 2006, s 3-13 10 Winters J.W., Corletti M.M., AP1000 Construction and operating costs, ICONE 9552, Proc. Of ICONE 9, 9th Internat. Conf. on Nuclear Eng., April 8-12, 2001, Nice, France 11 Winters J.W., AP1000 Construction Schedule, ICONE 9553, Proc. Of ICONE 9, 9th Internat. Conf. on Nuclear Engineering, April 8-12, 2001, Nice, France

7

20.3.2 Oceny ekonomiczne dla energetyki w Niemczech Niemcy są jednym z największych na świecie konsumentów energii elektrycznej a wśród krajów należących do G-7 są na trzecim miejscu pod względem emisji CO2. Od ponad 10 lat Niemcy prowadzą intensywny program rozwoju energetyki odnawialnej i do roku 2020 zamierzają zwiększyć jej udział do 20%. W 2003 r. produkcja energii elektrycznej była oparta głównie na elektrowniach węglowych z turbinami parowymi (50.1%) i na elektrowniach jądrowych (27.9%), a gaz ziemny służył do wytworzenia 9,8% energii elektrycznej. Udział hydroelektrowni wyniósł 4,5%, elektrowni wiatrowych 3,4% a innych odnawialnych 1,2 %. Analizy porównawcze dla nowych elektrowni wykazały, że koszty wytwarzania energii elektrycznej przy stopie dyskonta 5% będą najniższe dla EJ i równe 23,8 €/MWh (reaktor EPR, wsp. obc. 85%) a najwyższe są dla elektrowni fotowoltaicznej z panelami dachowymi, równe 356 €/MWh. W przypadku podatku za emisję CO2, wynoszącego 20 €/t CO2, koszty elektryczności wytwarzanej przez elektrownie spalające węgiel brunatny wzrosną o 63% z 25,4 do 41,4 €/MWh, a dla węgla kamiennego o 48% z 30,2 do 44,8 €/MWh. W 1999 roku firma Siemens (obecnie Framatome ANP) opublikowała wyniki analiz ekonomicznych porównujących elektrownie z kombinowanym cyklem gazowym z elektrowniami jądrowymi z reaktorami nowego pokolenia: Europejskim Reaktorem Ciśnieniowym EPR i wodnym reaktorem wrzącym SWR-1000 włącznie. Jednostkowe nakłady inwestycyjne dla tych reaktorów o mocy odpowiednio 1750 i 1000 MWe wynosiły 1250 €/kW, podczas gdy dla wersji reaktora EPR o mocy 1550 MWe wyniosły 1375 €/kW, a dla wersji 1350 MWe udoskonalonego reaktora z wodą wrzącą ABWR - 1500 €/kW. Dwa reaktory ABWR pracują obecnie w Japonii. Elektrownie jądrowe z reaktorami Konvoi obecnej generacji pracujące w Niemczech dostarczają energię elektryczną przy kosztach 3 c€ /kWh w czasie amortyzowania pełnych nakładów inwestycyjnych, a 1,5 c€/kWh, gdy deprecjacja elektrowni zostanie w pełni przeprowadzona. Obecnie Niemcy nie prowadzą analiz dla nowych EJ, ale zaprojektowany przez nich wspólnie z Francją reaktor EPR 12 jest konkurencyjny ekonomicznie, czego dowiodły cytowane powyżej analizy fińskie.

20.3.3 Sytuacja ekonomiczna EJ we Francji Przeciwnicy energetyki jądrowej przed 15 laty twierdzili, że budowa elektrowni jądrowych we Francji spowodowała zadłużenie Electricite de France (EdF) i stanowi wielki ciężar dla gospodarki francuskiej. W rzeczywistości, realizacja francuskiego programu rozwoju energetyki jądrowej kosztowała około 400 miliardów franków francuskich (FF) w cenach 1993 r. poza oprocentowaniem kapitału w czasie budowy. Połowa tej sumy została sfinansowana przez Electricite de France, 8% (32 mld FF) zainwestował rząd francuski, a 42% (168 mld FF) pokryły pożyczki komercyjne. W 1988 roku długi średnio i długoterminowe wynosiły 233 mld FF, co stanowiło 180% dochodów EdF ze sprzedaży energii elektrycznej. Jednakże w końcu 1998 r. EdF zredukowała to zadłużenie do 122 mld FF, a oprocentowanie długu spadło do 7,7 mld FF 1. 12

AREVA: Olkiluoto 3 – A Turnkey [email protected], 2002

EPR

Project,

8

(European

Pressurized

Water

Reactor),

Z importera netto energii elektrycznej w latach 70-tych, Francja przekształciła się w jej eksportera. Eksport ten stale rośnie. W 1998 roku wyniósł on 57 TWh, a wartość tego eksportu wyniosła 2,3 mld €. Francja jest obecnie największym eksporterem energii elektrycznej na świecie. W efekcie ceny energii elektrycznej we Francji należą do najniższych w Europie, a eksport przynosi ogromne korzyści. Konkurencyjność ekonomiczna francuskich elektrowni jądrowych jest tak duża, że kupują od nich prąd nie tylko Szwajcarzy, Włosi, Hiszpanie, Holendrzy i Niemcy, ale nawet i Austriacy, choć powoduje to gwałtowne polemiki w prasie austriackiej, oskarżającej władze o kupowanie „złego” prądu pochodzenia nuklearnego. Mimo ataków organizacji antynuklearnych oskarżających rządy prowincji o zdradę ideałów, Austria zakupuje od Francji około 20% potrzebnej jej energii elektrycznej – konkurencyjność ekonomiczna jest najsilniejszym argumentem w każdej polemice! Należy dodać, że reaktory francuskie należą do najlepszych na świecie. Na podstawie ich parametrów bezpieczeństwa sformułowano wymagania energetyki Unii Europejskiej wobec nowych reaktorów 13 , które stały się podstawą do przyjęcia rozwiązań układów bezpieczeństwa w najnowszym reaktorze EPR.

20.4 Koszty wytwarzania energii elektrycznej według ocen brytyjskiej Królewskiej Akademii Inżynierii4 Istotną cechą studium Królewskiej Akademii Inżynierii jest opracowanie metodologii pozwalającej na porównanie kosztów energii wytwarzanej w źródłach o przerywanym czasie działania z bardziej niezawodnymi źródłami energii pracującymi w podstawie obciążenia. Według definicji zastosowanej w studium RAE (ang. Royal Academy of Engineering)za koszt energii uważa się koszt energii dostarczanej w sposób niezawodny. W przypadku źródeł o przerywanym czasie działania, takich jak wiatr, włączono w koszty dodatkowy składnik kosztów pokrywający koszt generacji elektryczności rezerwowej. Energia odnawialna wiąże się z wyższymi kosztami wytwarzania energii elektrycznej niż źródła konwencjonalne. Studium RAE podkreśla, że powodem tego jest nie tylko wysoki koszt samych urządzeń związanych z energią odnawialną, ale przede wszystkim przerywany charakter pracy tych urządzeń. Aby źródła energii odnawialnej mogły pracować w systemie energetycznym konieczne jest posiadanie mocy rezerwowej. Z perspektywy operacyjnej, trzeba utrzymywać wystarczającą rezerwę wirującą (tj. turbogeneratory pracujące na biegu luzem), aby zapewnić stabilność systemu mimo ciągłych fluktuacji zapotrzebowania i podaży energii. Natomiast z perspektywy planowania, trzeba zapewnić wystarczającą statyczną moc rezerwową, by można było zaspokoić zapotrzebowanie, gdy inne elektrownie zostaną wyłączone w celu napraw i konserwacji. Po przeglądzie szeregu opublikowanych prac w studium RAE wybrano założenie, że przy małych poziomach penetracji rynku energii przez turbiny wiatrowe potrzebna dodatkowa „niezawodna” moc rezerwowa w systemie równa jest 35% mocy zainstalowanej turbin wiatrowych14. W studium RAE przeanalizowano także dodatkowy koszt zapewnienia mocy rezerwowej, który mógłby w razie potrzeby zapewnić wsparcie dla pozostałych 65% mocy 13 14

European Utility Requirements for LWR Nuclear Power Plants, Volume 1 &2, Rev. C April 2001 Milborrow D. Renewables – are the fears overegged? Power UK, 2002

9

turbin wiatrowych o przerywanym charakterze pracy, a więc dla mocy, która nie musi być uważana za ”niezawodną”. W systemie energetycznym o dużym stopniu dojrzałości, z rezerwą mocy taką jak w W. Brytanii, najtańszym sposobem uzyskania mocy rezerwowej jest wykorzystania istniejących elektrowni cieplnych i wodnych o spłaconych już kosztach inwestycyjnych. Jednakże ze względu na charakter studium RAE, w którym rozpatruje się wprowadzenie nowych mocy do systemu energetycznego, autorzy studium uznali, że opcją najtańszą inwestycyjnie jest stosowanie jako źródła zastępczego dla generacji mocy rezerwowej turbiny gazowej. Koszt mocy rezerwowej obliczono na podstawie kosztów inwestycyjnych i eksploatacyjnych dla turbin gazowych w cyklu otwartym pracujących w W. Brytanii. Autorzy studium4 uważają, że stosunek ceny gazu ziemnego do węgla w przyszłości wzrośnie w miarę wyczerpywania zasobów brytyjskich i W. Brytania będzie musiała polegać na dostawach gazu do Unii Europejskiej. Dlatego w studium RAE nie oparto cen gazu na danych historycznych w W. Brytanii, ale na średniej cenie skroplonego gazu ziemnego dostarczanego do krajów członkowskich UE w 2002 r., powiększonego o koszt powtórnej gazyfikacji gazu skroplonego. Słuszność tych przewidywań została potwierdzona przez ostatnie oświadczenie premiera Tony Blaira, który stwierdził, że w braku energii jądrowej W. Brytania będzie musiała importować 80% potrzebnego jej gazu ziemnego. W studium RAE oceniono koszty wytwarzania energii elektrycznej przez elektrownie pracujące na obciążeniu podstawowym budowane przy zużyciu zarówno technologii dostępnych obecnie jak i technologii które będą opanowane w przyszłości. Względne wielkości nakładów dla różnych źródeł energii układają się dość podobnie. Wyniki dla technologii dostępnych w przyszłości pokazano na rys. 20.4.1. W studium RAE omówiono kontrakt, jaki w grudniu 2003 roku fińska firma TVO podpisała z konsorcjum AREVA na budowę pod klucz reaktora EPR o mocy 1600 MWe za sumę 3 miliardów €. Odpowiada to jednostkowym nakładom inwestycyjnym w wysokości 1250 £/kW. Według RAE koszt ten jest tak wysoki dlatego, że jest to pierwszy kontrakt tego typu i w przyszłości można będzie obniżyć te koszty dzięki budowie kilku EJ z reaktorami tego samego typu i wspólnym procesem zatwierdzania projektu i licencjonowania. W oparciu o te przesłanki uznano, że jednostkowe nakłady inwestycyjne proponowane w studium amerykańskim przez MIT wykonanym 3 równe 1150 £/kW są prawidłowe. Wielkość podana nie obejmuje oprocentowania kapitału w czasie budowy, ale obejmuje koszty likwidacji elektrowni. Eksperci brytyjscy sądzą, że niepewność w określeniu nakładów inwestycyjnych wynosi około 25% . Według danych fińskich z sierpnia 2003 koszty wytwarzania energii elektrycznej wyniosłyby w przypadku EJ 23,7 €/MWh, dla EW 28,1 €/MWh i dla gazu ziemnego 32,3 €/MWh (przy założeniu współczynnika obciążenia 91%, stopie procentowej 5% i 40 lat pracy użytecznej elektrowni). Jak widać, są to wielkości bardzo bliskie wielkości przewidywanych w studium z 2000 r., a relacje względne energii jądrowe, węgla i gazu pozostają zgodne z pierwotnymi przewidywaniami. Przy wprowadzeniu handlu emisjami CO2 w wysokości 20 €/t CO2 koszty wytwarzania energii elektrycznej w elektrowni węglowej i gazowej wzrosłyby odpowiednio do 44,3 i 39,2 €/MWh 4.

10

Koszty wytwarzania energii elektrycznej przy wykorzystaniu technologii dostępnych w przyszłości wg RAE 04 8

Inwest

Paliwo.

CO2

Ekspl

Narzuty

Moc rez

7 6 5 4 3 2 1 0 EW. pył

EW (CFB)

EW IGCC

TG, CO

TG, CZ

EJ

Wiatr

Biom asa

Rys 20.4.1 Koszty wytwarzania energii elektrycznej w przyszłych elektrowniach4 (EW pyl , EW /CFB, EW IGCC – elektrownie węglowe z kotłem pyłowym, obiegowym złożem fluidalnym, i z zintegrowaną gazyfikacją węgla w cyklu kombinowanym, TG CO, TG CZ – turbiny gazowe w cyklu otwartym i cyklu zamkniętym).

20.5 Oceny ekonomiczne w ramach studium OECD Koszty wytwarzania energii elektrycznej w EJ [OECD 04] Nakł. Inw. 5%

USD/MWh

Ekspl, naprawy

Paliwo

35 30 5.1

25 20

6.1

8.7

10.5

8.5

15.1

15.1

17

6.45 8.4

10 5

4.6

5 4.5

15

5.8 4.8

16.3 10.1

13.91

0 Cze

Finl

Fra

Nie

Słc

USA

Rys. 20.5.1 Koszty wytwarzania energii elektrycznej w EJ w krajach UE i w USA przy stopie procentowej 5%, dane zaczerpnięte ze studium OECD5

11

Rozkład kosztów inwestycyjnych w czasie budowy EJ [OECD 04] Cze

Finl

Fra

Nie

Słc

USA

35 %

30 25 20 15 10 5

lata budowy

0 1

2

3

4

5

6

7

8

9

Rys. 20.5.2 Rozkład kosztów inwestycyjnych w czasie budowy EJ wg danych studium OECD5 . W studium przeprowadzonym przez OECD6 w 2005 r. uwzględniono dane ekonomiczne i charakterystyki techniczne elektrowni z 21 krajów, obejmujące ponad 130 bloków, w tym 27 elektrowni węglowych, 23 elektrownie gazowe, 13 elektrowni jądrowych, 35 elektrowni opartych na wykorzystaniu źródeł odnawialnych pracujących w sposób przerywany, 24 elektrociepłownie z różnymi rodzajami paliwa i 10 elektrowni opartych na innych rodzajach paliw i technologii. Oceny ekonomiczne oparto na integrowaniu wartości finansowych w ciągu życia elektrowni poprzez wprowadzenie stopy dyskonta. Uwzględniano dwie stopy dyskonta – 5 i 10%. Uwzględniano wszystkie koszty ponoszone przez producenta energii elektrycznej z wyjątkiem podatków i kosztów zezwoleń na emisję CO2, które jeszcze nie były w pełni określone w czasie wykonywania studium. Dla wszystkich bloków przyjęto czas użytecznej pracy 40 lat, a współczynnik obciążenia równy 85%. Według danych przekazanych przez państwa uczestniczące w programie OECD, czas budowy bloków opalanych węglem wynosił około 4 lat, gazem – około 3 lat, a w przypadku energii jądrowej od 5 do 10 lat. Niemal we wszystkich krajach 90% nakładów inwestycyjnych na elektrownie jądrowe przypadało na ostatnie 5 lat budowy. Koszty likwidacji elektrowni wliczano do wydatków eksploatacyjnych, ponieważ fundusz na ten cel tworzony jest na drodze składek rocznych. Dominującym elementem kosztów dla EJ są koszty nakładów inwestycyjnych, które stanowią ponad połowę kosztu produkcji energii elektrycznej przy stopie dyskonta 5%, a ponad 65% przy stopie dyskonta 10%. Natomiast koszty energii elektrycznej z EJ są bardzo mało wrażliwe na wzrost kosztów uranu lub usług w cyklu paliwowym, o czym można przekonać się z rys. 20.2.3.

12

W przypadku elektrowni opartych na ogniwach fotowoltaicznych współczynniki dyspozycyjności/obciążenia wahały się od 9% do 24%. Przy wyższych współczynnikach koszty produkcji energii elektrycznej sięgały około 150 USD/MWh przy stopie dyskonta 5% a przekraczały 200 USD/MWh przy stopie dyskonta 10%. Przy niższych współczynnikach obciążenia koszty elektryczności z elektrowni słonecznych sięgały lub przekraczały znacznie 300 USD/MWh.6 . Wyniki tego najnowszego studium OECD okazały się jeszcze bardziej korzystne dla elektrowni jądrowych niż pokazywały wcześniejsze oceny. Energia jądrowa jest tańsza niż węgiel w 7 krajach zarówno przy stopie dyskonta 5% jak i 9%, a tańsza niż gaz w 9 lub 8 krajach przy stopie dyskonta odpowiednio 5% i 10%. 7

Koszty energii elektr. wg OECD 05

EJ

6

EW EG

cEUR/kWh

5

4

3

2

1

0 Finl

Francja Niemcy Szwajc

Hol

Czechy

Słow

Rum

Jap

Korea

USA

Kanada

Rys. 20.5.3 Porównanie kosztu energii elektrycznej z elektrowni jądrowych (EJ), opalanych węglem (EW) i gazem ziemnym (EG), wg studium OECD z 2005 roku. Dane z OECD6 Należy pamiętać, że dane cenowe do studium OECD zbierano przed ponad rokiem. W owym czasie przewidywano, że ceny gazu ziemnego będą do 2025 roku pozostawały na poziomie około 3.8 USD/MMBtu 7. Tymczasem ceny te wzrosły i w maju 2006 r. wynosiły około 6,3 USD/MMBtu, a więc o około 60% więcej niż przyjmowano w analizach. Biorąc pod uwagę silny wpływ cen gazu na ceny energii elektrycznej z elektrowni gazowych konkurencyjność ekonomiczna energii jądrowej jest obecnie jeszcze lepsza. Uwzględnienie kosztów zewnętrznych, obejmujących koszty emisji CO2 a także koszty strat zdrowia społeczeństwa powodowane przez emisje zanieczyszczeń z elektrowni zapewnia energii jądrowej zdecydowanie wiodącą pozycję ekonomiczną. Porównanie wyników niedawnych studiów ekonomicznych wskazuje, że wielkość jednostkowych nakładów inwestycyjnych kształtuje się w nich podobnie i wynosi około 1400 €/kW mocy zainstalowanej, natomiast w zakresie kosztów wytwarzania energii występują

13

duże różnice, od 1,7 c€/kWh do 5 c€/kWh. Różnice te są głównie spowodowane przez stopę zwrotu kapitału, jakiej wymaga inwestor, zależną od postrzeganego stopnia ryzyka. W przypadku postrzeganego wyższego ryzyka, związanego z niepewnością odnośnie dochodów lub terminowego zakończenia budowy potrzebne są wyższe stopy zwrotu. W Stanach Zjednoczonych, gdzie w latach 80-tych budowa wielu elektrowni jądrowych uległa opóźnieniu, istnieją obawy odzwierciedlone w studiach z Chicago i MIT. Natomiast w studium fińskim przyjęto niską stopę zwrotu w związku z wysokim poziomem ufności w energetykę jądrową i zawarciu bezpiecznych długoterminowych umów na dostawy energii elektrycznej.

20.6. Koszty likwidacji elektrowni jądrowej Zgodnie z zasadami zrównoważonego rozwoju, energetyka jądrowa przy podejmowaniu decyzji inwestycyjnych uwzględnia nie tylko budowę i eksploatację, ale i likwidację elektrowni jądrowych. Doświadczenie w likwidacji obiektów jądrowych jest już duże. Zamknięto już kilkaset cywilnych instalacji jądrowych, w tym około 120 EJ, 285 reaktorów badawczych i około 100 innych instalacji, takich jak zakłady produkcji paliwa jądrowego i przerobu wypalonego paliwa 15 , a przeprowadzono likwidację 17 elektrowni jądrowych. Wiadomo już, że mamy do dyspozycji środki techniczne wystarczające do pełnej likwidacji aż do osiągnięcia stanu czystości lepszego niż przed zbudowaniem elektrowni 16 . Koszty likwidacji zależą od tego, jak bardzo się nam spieszy. Jeśli chcemy przeprowadzić likwidację wkrótce po zatrzymaniu reaktora, to koszt jej będzie wyższy, jeśli możemy poczekać, to większość produktów radioaktywnych ulegnie samoczynnemu rozpadowi trudności techniczne zmaleją, a wraz z nimi zmaleją też i koszty. Dla przykładu zapoznajmy się z dokumentem technicznym MAEA17, który podaje koszty likwidacji elektrowni z reaktorami WWER 440 w dwóch zasadniczych wariantach, mianowicie natychmiastowej likwidacji (z demontażem urządzeń) po zakończeniu okresu pracy użytecznej i bezpiecznego ogrodzenia tj. opóźnionej likwidacji. Działania potrzebne dla przeprowadzenia likwidacji zostały podzielone na 11 grup: 01. Działania przed likwidacją EJ 02. Działania związane z wyłączeniem EJ 03. Dostawy ogólnego wyposażenia i materiałów 04. Demontaż 05. Gospodarka odpadami, przechowywanie i usuwanie odpadów 06. Bezpieczeństwo na terenie EJ, nadzór i konserwacja 07. Przywrócenie terenu do stanu używalności, oczyszczenie i przywrócenie walorów krajobrazowych. 08. Kierownictwo projektu, prace inżynieryjne i pomocnicze. 15

Sierra: Problems of decommissioning nuclear facilities, WISE News Communique Jan. 23, 1998 Wald M. Dismantling Nuclear Reactors, Scientific American, March 2003, 33-41 17 International Atomic Energy Agency: Decommissioning costs of WWER-440 nuclear power plants, IAEATECDOC-1322, Vienna Nov. 2002 16

14

09. Badania i doskonalenie. 10. Paliwo i materiały jądrowe. 11. Inne koszty. Jako zakres likwidacji elektrowni rozpatrywano demontaż EJ z podwójnym blokiem z dwoma reaktorami WWER 440 mający na celu przywrócenia lokalizacji do stanu „zielonego pola” (nadającego się do pełnego wykorzystania) lub „szarego pola” (budynki, które nie są skażone nie muszą być rozbierane). Jak widać z rysunku 20.6.1 koszty likwidacji EJ z dwoma blokami WWER o łącznej mocy elektrycznej 880 MWe w zależności od kraju wynoszą od 210 do 350 mln USD (tylko Węgry wyceniły te koszty na 470 mln USD), a więc od 0,25 do 0,4 mln USD/MWe mocy zainstalowanej. Należy dodać, że w studium tym rozważano bloki starego typu, przy projektowaniu których nie zwracano specjalnej uwagi na problemy demontażu. W przypadku nowych EJ już od pierwszych faz projektu zapewnia się możliwości łatwego demontażu ich elementów. Można więc oczekiwać, że koszty demontażu w przypadku nowych EJ będą mniejsze. Według ocen US DOE, przewidywane koszty likwidacji EJ z reaktorami PWR wynoszą 300 mln USD/1000 MWe 16 . Dla rachunku ekonomicznego ważne jest, że koszty demontażu ponosi się po długim okresie czasu od chwili uruchomienia elektrowni. W studium opracowanym dla reaktora PWR w elektrowni jądrowej Krsko 18 przyjęto stopę procentową 3,5% i czas od chwili wyłączenia elektrowni do zakończenia jej likwidacji równy 96 lat. Jeśli w chwili zakończenia eksploatacji uda się odłożyć sumę 20 USD/MWe, pozwoli ona – ze względu na kumulację kapitału uzyskać po 96 latach 540 USD/MWe - a więc sumę najzupełniej wystarczającą na pokrycie kosztów likwidacji. Gdybyśmy wymagali wczesnej likwidacji elektrowni jądrowej, np. w ciągu 10 lat od chwili zakończenia jej pracy, to przy okresie jej pracy użytecznej równym 60 lat okaże się, że zwiększenie nakładów inwestycyjnych o 30 USD/MWe stworzy po 70 latach kapitał około 330 USD/MWe. Biorąc pod uwagę, że jednostkowe nakłady inwestycyjne na budowę EJ wynoszą około 1000-1400 USD/MWe widać, że koszty przyszłej likwidacji EJ nie mają istotnego wpływu na wielkość wydatków inwestycyjnych. W praktyce fundusz na likwidację elektrowni jądrowej, a także na zagospodarowanie odpadów radioaktywnych, jest tworzony systematycznie w czasie eksploatacji elektrowni przez odkładanie na fundusz docelowy części opłat przekazywanych do elektrowni jądrowej przez odbiorców energii elektrycznej. W odniesieniu do ceny energii są to kwoty niewielkie, nie mające istotnego wpływu na cenę kWh, ale gromadzone w sposób systematyczny dają w efekcie wielkie sumy. W USA środki te są pod kontrolą państwa, w krajach UE pozostają one własnością towarzystw energetycznych, ale nie można ich wydawać na inne cele niż likwidację elektrowni jądrowych i usuwanie odpadów promieniotwórczych. Daje to gwarancję, że nawet po najdłuższym okresie pracy elektrowni jądrowej będą do dyspozycji środki finansowe na likwidację EJ i zagospodarowanie odpadów radioaktywnych. Ilustracją kosztów takiej gospodarki może być sytuacja w fińskich elektrowniach jądrowych.

18

Dejan Škanata, Saša Medaković, Nenad Debrecin: Krško NPP Decommissioning Costs, Book of Abstracts, Internat. Conf. Nuclear Energy in Central Europe, Bled, Slovenia, Sept. 11-14, 2000, © 2000, Nuclear Society of Slovenia

15

Koszty likwidacji EJ z WWER 440 przy demontażu opóźnionym [IAEA 02] 500 450

mln USD z 1998 r.

400 350 300 250

469

200 359.1

345.6 310.6

150 258.4

273

267.5

100

274.8

250

209.9

50 0 Armenia, Bułgaria, 230 230

Rosja, 230

Słowacja, 230

Czechy, 213

Finlandia, 213

Węgry, 213

Rosja, 213

Słowacja, 213

Ukraina, 213

Rys. 20.6.1 Koszty likwidacje EJ o mocy 880 MWe z dwoma blokami typu WWER 440 (Dane z IAEA TECDOC 17)

20.7. Koszty gospodarki odpadami z reaktorów fińskich. W elektrowni jądrowej Olkiluoto basen przechowywania wypalonego paliwa o pojemności 1270 ton pracuje od 1987 roku. Jego koszt wyniósł 31 mln €. Jest on przeznaczony do przechowywania wypalonego paliwa przez 50 lat, przed ostatecznym usunięciem go do głębokiego składowiska geologicznego. Wybudowanie tego basenu przechowawczego trwało dwa lata. W EJ Loviisa rozszerzony basen przechowawczy, który stał się niezbędny po wygaśnięciu umowy z Rosją, został oddany do eksploatacji w roku 2000. Koszt jego wyniósł 7 mln €. Podziemne składowisko w Olkiluoto na nisko i średnio aktywne odpady promieniotwórcze pracuje od 1992 roku. Budowa tego składowiska trwała 3 lata i kosztowała 15 mln €. Zostało ono zaprojektowane tak by można je było rozbudować dla składowania ewentualnych odpadów z likwidacji elektrowni. Podobne składowisko w Loviisa EJ pracuje od 1998 r. W 1995 utworzono firmę Posiva Oy, jako wspólną firmę fińską mającą prowadzić głębokie składowanie wypalonego paliwa z reaktorów firmy TVO i Fortum19 W maju 2001 r. fiński parlament zatwierdził budowę składowiska podziemnego uznając, że jest to działanie mające na celu dobro publiczne. Proponowane składowisko zostało także przyjęte bardzo pozytywnie przez społeczność miejscową, czego wyrazem było głosowanie w radzie gminy Eurajoki, które dało wynik 20:7 na korzyść składowiska19. Obecnie budowane jest w Eurajoki laboratorium podziemne na głębokości 500 m w skale – ONKALO- mające na celu przeprowadzenie w ciągu następnych kilku lat weryfikacji wybranej lokalizacji. Około 2010 r. firma Posiva będzie starała się o uzyskanie licencji na budowę składowiska i zakładu hermetyzacji paliwa. Rozpoczęcie składowania planuje się na rok 2020.

19

Nuclear Energy in Finland, UIC Briefing paper No 76, June 2004, http://www.uic.com.au/nip76.htm

16

Hermetyzacja paliwa będzie następowała przez wprowadzenie 12 zestawów paliwowych do kanistra ze stali z domieszką boru i zamknięcie go w szczelnej kapsule miedzianej. Każda kapsuła będzie umieszczona we własnym otworze w składowisku, po czym otwór zostanie wypełniony gliną bentonitową. Dostęp do otworów będzie zachowany i paliwo można będzie w przyszłości odzyskać20. Według oceny fińskich, usunięcie 2600 ton paliwa wypalonego z czterech pracujących obecnie reaktorów w ciągu 40 lat ich eksploatacji będzie kosztować około 818 mln €, w tym koszt budowy wyniesie 228 mln €, a koszt hermetyzacji i koszty eksploatacyjne razem 538 mln €. Po oddaniu do eksploatacji piątego reaktora ilość składowanego paliwa wzrośnie do 6500 ton. W końcu 2003 r. w funduszu państwowym na gospodarkę odpadami radioaktywnymi nagromadziło się 1,3 miliarda € z opłat nałożonych na sprzedaż energii elektrycznej. Opłaty te są ustalane co roku przez rząd i obejmują także fundusz na koszty likwidacji elektrowni. Są one ustalane zgodnie z zobowiązaniami płatniczymi każdej firmy – do 2003 roku 732 mln € dla TVO i 545 mln € dla Fortum. Łączne koszty gospodarki odpadami radioaktywnymi, wraz z likwidacją EJ, oceniono na 0,23 € centa/kWh bez uwzględnienia dyskonta – co odpowiada około 10% całkowitych kosztów wytwarzania energii20 . Za likwidację elektrowni odpowiedzialne są dwie firmy energetyczne prowadzące ich eksploatację, a plany są aktualizowane co pięć lat20 .

20.8. Wpływ kosztów zewnętrznych Stosunek kosztów wytwarzania energii elektrycznej w elektrowni węglowych, gazowych i jądrowych zmienia się silnie w zależności od lokalizacji elektrowni. Węgiel jest i prawdopodobnie pozostanie atrakcyjny ekonomicznie w takich krajach jak Australia i rejony Chin i USA obfitujące w złoża łatwo dostępnego węgla. Gaz jest, albo niedawno jeszcze był, konkurencyjny przy produkcji energii elektrycznej w wielu rejonach świata. Energia jądrowa jest w wielu rejonach konkurencyjna w stosunku do paliw organicznych przy produkcji energii elektrycznej pomimo stosunkowo wysokich nakładów inwestycyjnych i konieczności pokrycia kosztów związanych z usuwaniem odpadów i likwidacji elektrowni, co w przypadku innych źródeł energii stanowi zwykle koszty zewnętrzne, pokrywane przez społeczeństwo. Gdy koszty te, to jest koszty społeczne, zdrowotne i środowiskowe zostaną uwzględnione, energia jądrowa okaże się bezkonkurencyjnie najtańsza. Komisja Europejska rozpoczęła projekt oceny kosztów zewnętrznych przy wytwarzaniu energii zwany „ExternE” w 1991 r., we współpracy z amerykańskim Departamentem Energii i był to pierwszy projekt tego rodzaju mający „określić wiarygodne oceny finansowe szkód wynikających z wytwarzania energii elektrycznej w całej Unii Europejskiej”. Metodologia studium ExternE uwzględnia emisje, rozpraszanie i ostateczny wpływ zanieczyszczeń na zdrowie człowieka i środowisko. W przypadku energii jądrowej ryzyko awarii jest włączone do bilansu, podobnie jak wysokie oceny skutków zagrożenia radiologicznego powodowanego przez odpady z wydobycia uranu (koszty gospodarki odpadami i likwidacji elektrowni są już

17

wliczone w koszty wytwarzania energii elektrycznej). W 2001 r. opublikowano wyniki wielkiego studium krajów Unii Europejskiej finansowanego przez Komisję Europejską a mającego ocenić koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej z różnych źródeł, przede wszystkim z węgla, gazu ziemnego i energii jądrowej. Studium to pokazało w jednoznacznych wielkościach finansowych, że koszty zewnętrzne energii jądrowej są mniejsze niż jedna dziesiąta kosztów zewnętrznych przy spalaniu węgla. Koszty zewnętrzne zostały w tym studium zdefiniowane jako koszty związane z utratą zdrowia, skróceniem życia i szkodami w środowisku, wycenianymi w jednostkach monetarnych, ale nie opłacanymi przez operatora elektrowni, a uiszczanymi przez społeczeństwo. Gdyby koszty te zostały włączone w cenę energii elektrycznej, to cena energii wytwarzanej ze spalania węgla byłaby podwojona, a z gazu – wzrosłaby o 30%. Wielkości te nie obejmują kosztów związanych z efektem cieplarnianym. Dalsze badania prowadzone przez ekspertów ze wszystkich krajów Unii Europejskiej doprowadziły do opublikowania w 2005 roku najnowszych wyników uwzględniających efekt cieplarniany poprzez wprowadzenie ceny zezwoleń na emisję CO2 do ocen kosztów zewnętrznych. Wykazały one, że koszty zewnętrzne dla elektrowni opalanych węglem kamiennym z turbinami gazowymi wynoszą w zależności od kraju (a więc głównie w funkcji gęstości zaludnienia wokoło elektrowni) od 23 m€/kWh dla Hiszpanii poprzez 28 dla Polski, 29 dla Niemiec, 31 dla Francji do 32 m€/kWh dla Belgii20. Dla warunków niemieckich – które są dość bliskie warunków w Polsce – najniższe koszty zewnętrzne wystąpiły dla energii wiatru, hydroenergii i EJ (1-2 m€/kWh), średnie dla ogniw fotowoltaicznych i gazu (4 do 12 m/kWh) i najwyższe dla węgla i ropy (25-32 m€/kWh)21 . Są to wyniki bliskie rezultatów uzyskanych w studium kosztów zewnętrznych dla Polski (dla węgla od 35 do 55 m€/kWh) i opublikowanych w biuletynie PSE21 z grudnia 2005. Koszty te należy dodać do konwencjonalnie ocenianych kosztów wytwarzania energii elektrycznej płaconych przez odbiorcę. Energia jądrowa, która na dłuższą metę jest najtańszym źródłem energii nawet wtedy, gdy uwzględnia się tylko koszty producenta, po uwzględnianiu kosztów zewnętrznych wykazuje ogromną przewagę nad innymi źródłami energii. W związku z propozycjami wychwytywania i składowania dwutlenku węgla emitowanego z elektrowni opalanych węglem warto dodać, że według aktualnych studiów podsumowanych w studium uniwersytetu Chicago22 koszty te wyniosą od 20 do 44 USD/MWh dla cyklu IGCC (Integrated gasification combined cycle – scalony cykl gazyfikacji węgla) od 34 do 65 dla PCC (Pulverized coal combustion - spalanie pyłu węglowego) i od 17 do 29 w GTCC (Gas Turbine Combined Cycle – Cykl kombinowany z turbiną gazową). Są to wielkości w znaczący sposób podwyższające (od 50% do 100%) koszty wytwarzania energii elektrycznej w elektrowniach na paliwa organiczne.

20

Friedrich R. ExternE : Methodology and results, Brussels 2005 www.ExternE.info Strupczewski A. Radovic U.: Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce, Biuletyn PSE, Styczeń 2006 22 University of Chicago Study, The Economic Future of Nuclear Power, August 2004 21

18

20.9. Podsumowanie W sumie można bez cienia wątpliwości stwierdzić, że energia jądrowa jest opłacalna, a uwzględnienie kosztów zewnętrznych – czyli po prostu strat zdrowia społeczeństwa związanych z całym cyklem wytwarzania energii – i kosztów sekwestracji CO2 znacznie powiększa przewagę energii jądrowej nad paliwami organicznymi. Jedynym problemem są wysokie nakłady inwestycyjne, na które trzeba się zdobyć, by mieć później tanią energię elektryczną. Los okazuje się niesprawiedliwy – bogaci, których stać na zbudowanie EJ, będą później jeszcze bogatsi dzięki obfitości taniej energii elektrycznej, biedni, których nie stać na budowę EJ, będą później biedniejsi płacąc słono za import energii lub gazu ziemnego. Taką sytuację widzimy obecnie na przykładzie Francji i Włoch – te ostatnie, wyrzekając się energii jądrowej, skazały się na import energii elektrycznej z elektrowni jądrowych we Francji, i muszą ponosić tego koszty – mają one dziś dużo wyższe ceny energii elektrycznej niż sąsiednie kraje korzystające z własnych EJ. Jak będzie w Polsce? Czy zdobędziemy się na wysiłek przekonania społeczeństwa, że warto budować elektrownie jądrowe? I czy zdobędziemy na ten cel pieniądze? Na spotkaniu z przedstawicielami banków polskich słyszy się odpowiedź ludzi biznesu – TAK! Oczywiście! Środowisko techniczne zajęło równie zdecydowaną pozytywną postawę. Polskie Sieci Energetyczne i Stowarzyszenie Elektryków Polskich już działają w tym kierunku. Współdziała z nimi Polska Akademia Nauk, Energoprojekt, Politechnika Warszawska, Gdańska, Gliwicka i inne, instytuty naukowe takie jak Instytut Energii Atomowej, Instytut Energetyki itd. a także zakłady i okręgi energetyczne w Polsce. Miejmy nadzieję, że to zdecydowanie pozytywne stanowisko energetyków przyniesie rezultaty i skłoni rząd do rychłego działania.

19

ROZDZIAŁ XXI. POTRZEBY ENERGETYCZNE POLSKI I MOŻLIWOŚĆ ROZWOJU ENERGETYKI JĄDROWEJ W POLSCE

21.1 Struktura zasobów energetycznych w Polsce i w Unii Europejskiej W Polsce ponad 94% energii elektrycznej uzyskuje się z elektrowni spalających węgiel kamienny lub brunatny. W Unii Europejskiej dominującym źródłem energii elektrycznej jest energetyka jądrowa, która w 2004 roku pokrywała niemal 32% ogólnego zapotrzebowania. Węgiel był w UE źródłem 29,7% energii elektrycznej, a gaz ziemny 18% 1.

Polska

Unia Europejska W ęgiel 28.1

Gaz 19.3

W ęgiel 95.4

Ropa 5.2

Hydro

Inne 4.2

2.4 2.2 Gaz

Hydro 10.1 Energia jądrowa 32.9

Rys. 21.1 Struktura zasobów energetycznych w Polsce i w Unii Europejskiej Każdy z krajów Unii Europejskiej podejmuje indywidualnie decyzję, czy chce budować energetykę jądrową, ale trend ostatnich lat jest jasny: nowe elektrownie jądrowe już powstają we Francji, Finlandii i Bułgarii, a Holandia, Szwecja, Czechy, Litwa, Łotwa, Estonia, Słowacja, W. Brytania i Rumunia wznowiły dyskusję nad planami rozbudowy elektrowni jądrowych. W UE-27 pracują obecnie2 152 reaktory energetyczne, dostarczające ponad 30% energii elektrycznej w Unii. Chociaż jeszcze niedawno planowano w niektórych krajach Unii stopniowe wycofywanie się z energetyki jądrowej, dziś widać, że jej udział musi być znacznie zwiększony, zarówno ze względu na ograniczanie emisji gazów cieplarnianych jak i dla zapewnienia bezpieczeństwa energetycznego UE. W chwili obecnej Unia importuje ponad 50% potrzebnych jej surowców energetycznych i jeśli nie będzie istotnych zmian w polityce energetycznej Unii, to import ten w 2030 roku przekroczy 70%. Tak wielki import surowców energetycznych, szczególnie gazu dostarczanego przez Rosję, oznaczałby uzależnienie gospodarcze, a co za tym idzie również i polityczne uzależnienie Unii od Rosji. Zdając sobie sprawę z tego zagrożenia, Komisja Europejska popiera obecnie rozwój energetyki jądrowej. 1

J. Marecki, M. Duda, Aspekty techniczne, ekonomiczne i ekologiczne rozwoju elektrowni jądrowych , „Energetyka 2006” – Politechnika Wrocławska; Wrocław 8-10 11.2006 2 rok 2007

1

Zwiększenie generacji energii elektrycznej w elektrowniach jądrowych stanowi także jedną z tanich możliwości ograniczenia efektu cieplarnianego, bo praca elektrowni jądrowych nie powoduje emisji CO2. Zastąpienie elektrowni węglowych przez jądrowe o mocy 1000 MW daje rocznie zmniejszenie emisji CO2 o 5,6 mln ton ! W ramach protokołu podpisanego w 1997 roku w Kioto, 39 krajów uprzemysłowionych zobowiązało się zmniejszyć emisję 6 gazów cieplarnianych o 5,2% poniżej poziomu w 1990 roku w okresie 2008-2012 r. Unia Europejska jest zdecydowana realizować postanowienia traktatu z Kioto i gra wiodącą rolę we wprowadzaniu ograniczeń emisji gazów cieplarnianych. Niezbędne do tego jest rozwijanie energetyki jądrowej. Dostrzegają to nawet państwa, które dawniej zamierzały wyeliminować energię jądrową. Na przykład w styczniu 2007 r. minister gospodarki Niemiec Michał Glos oświadczył, że Unia Europejska nie zdoła osiągnąć celów określonych w traktacie z Kioto, jeśli Niemcy i inne państwa Unii nie wznowią budowy energetyki jądrowej. Wprowadzone przez Komisję Europejską zezwolenia na emisję CO2, których cena wynosi obecnie (maj 2007) około 22 Euro za tonę, są silnym bodźcem przeciwdziałającym budowie nowych elektrowni na paliwa organiczne i praktycznie zapewniają konkurencyjność elektrowni jądrowych nawet przy wysokich kosztach inwestycyjnych i wysokim oprocentowaniu kapitału. Niezależnie od tego, przemysł jądrowy dokonał wielkiego postępu na drodze do obniżenia kosztów inwestycyjnych i skrócenia czasu budowy, tak by zredukować koszt oprocentowania kapitału inwestycyjnego. Elektrownia jądrowa wymaga nakładów inwestycyjnych3 wynoszących od 2 do 3 mld €, wyższych niż elektrownie opalane węglem, bo w EJ wszystkie systemy bezpieczeństwa i urządzenia do redukcji emisji promieniotwórczych instaluje się już na etapie jej budowy. Dzięki temu właśnie elektrownia jądrowa jest bezpieczna i czysta, przyjazna dla otoczenia, a systemy zabezpieczeń i powstrzymania emisji pracują niezawodnie. W odróżnieniu od wysokich kosztów inwestycyjnych, koszty paliwa są niskie i elektrownia jądrowa jest bardzo mało czuła na zmiany cen surowców, a niewielka ilość uranu wystarcza do pokrycia potrzeb paliwowych EJ przez kilkadziesiąt lat. Dlatego w większości krajów uprzemysłowionych nowe elektrownie jądrowe stwarzają możliwość wytwarzania elektryczności potrzebnej do pokrycia obciążenia podstawowego po niskich cenach. Przemysł jądrowy dokonał znacznych inwestycji od czasu podpisania protokołu w Kioto w 1997 roku. Komisja Europejska zdaje sobie sprawę z wagi utrzymania przodującej roli w technologii energetyki jądrowej i popiera dalsze doskonalenie zaawansowanych typów reaktorów oraz technik potrzebnych do ich fizycznego zabezpieczenia4, unieszkodliwiania odpadów i likwidacji elektrowni. Od chwili zawarcia Traktatu o utworzeniu Euratomu sprawy bezpieczeństwa jądrowego i ochrony radiologicznej należą do głównych kierunków działania Unii Europejskiej. I tak, w Unii Europejskiej głównym źródłem energii elektrycznej są elektrownie jądrowe: czyste, bezpieczne, nie powodujące efektu cieplarnianego i dające tanią elektryczność, Polska natomiast wciąż spala węgiel – zmniejszyliśmy emisje zanieczyszczeń, takich jak pyły, SO2 i NOx, ale mimo to produkty spalania zanieczyszczają atmosferę jak widać na rys. 21.2.

3 4

omawialiśmy te koszty w poprzednim rozdziale Zabezpieczenie fizyczne to termin oznaczający ochronę obiektu przed atakami terrorystów

2

Rys. 21.2 Emisje zanieczyszczeń z elektroenergetyki w Polsce 5. W 2005 r. energia odnawialna w UE dostarczyła 13.97% energii elektrycznej, z czego 66.4% stanowiła hydroenergia. Po odjęciu hydroenergetyki, energia odnawialna w UE dała tylko 4.7% ogólnego zapotrzebowania na elektryczność. Ogniwa fotoelektryczne dały tylko 0,04%. Według studium SATW (Schweizerische Akademie der Technischen Wissenschaften) do roku 2020 wykorzystanie energii słonecznej wzrośnie dziesięciokrotnie i będzie równoważne 0.5% produkcji elektryczności, a do roku 2050 osiągnie 8% jeśli pokryje się wszystkie dachy panelami fotoelektrycznymi. Wykorzystanie energii wiatru, która dziś dostarcza około 0,3% elektryczności w UE, też nie jest proste z uwagi na masowe protesty przeciw budowie wiatraków i rosnący opór szerokiego społeczeństwa, ekologów i ornitologów . Propozycja zwiększenia udziału biomasy w paliwie samochodowym do 10% także nasuwa wątpliwości. Samochód o przebiegu 20 000 km rocznie zużywający 7 litrów ropy na 100 km potrzebuje konwersji 3.5 tony zbóż rocznie, Tymczasem przeciętny człowiek zjada tylko 0,5 tony zboża rocznie! Powierzchnia upraw roślin energetycznych musi więc być ogromna. Wg ocen UE potrzeba 20% całkowitej powierzchni pól uprawnych w Europie by dostarczyć tylko 5,75% paliwa potrzebnego w postaci biomasy. Energia odnawialna nie jest więc wystarczającym rozwiązaniem, tym bardziej, że wymaga ona zapewnienia dużych mocy rezerwowych dla wyrównania przerw w pracy wiatraków, ogniw słonecznych a także wahań mocy dostępnej z hydroelektrowni. Np. wskutek suszy w 2005 r. moc hydroelektrowni była mniejsza niż w 2004 roku. Oszczędność energii stwarza dalsze możliwości, ale osiągnięcie tzw. „społeczeństwa 2000 W” jest niemożliwe, chyba że zdecydujemy się na powrót do poziomu życia sprzed 100 lat. Oznaczałoby to brak własnego samochodu, wyeliminowanie podróży lotniczej poza 5

A. Patrycy, A. Strupczewski: Możliwości budowy Elektrowni Jądrowej w Polsce, „Energetyka 2006” – Politechnika Wrocławska; 8 – 10 listopada 2006 r.

3

absolutnie koniecznymi, rezygnację z komputera, pralki, zmywarki, TV, produktów z aluminium itd. 21.2 Dostępność paliw rodzimych w Polsce Jak się ocenia, zasoby węgla w dotychczas pracujących kopalniach zaczną się wyczerpywać w połowie lat 30., a budowa nowych kopalni by eksploatować złoża położone na większych głębokościach i trudniejsze do wydobycia, będzie znacznie bardziej kosztowna. Węgiel kamienny. Zasoby operatywne istniejących kopalń w Polsce wystarczą na ok. 38 - 40 lat (rys.21.3), a w przypadku budowy nowych kopalń – na ok. 100 lat, jednak o znacznie wyższych kosztach wydobycia. Zasoby światowe wystarczą na ok. 200 lat. Węgiel brunatny. Zasoby w istniejących kopalniach wystarczą na ok. 30 lat. Możliwe jest pozyskanie nowych złóż węgla brunatnego, budowa nowych kopalń odkrywkowych, co pozwoli na wydłużenie okresu eksploatacji do ok. 100 lat. Nowe kopalnie odkrywkowe, to wzrost cen paliwa oraz widoczna degradacja środowiska naturalnego. Gaz ziemny. Zasoby krajowe gazu nie wystarczają na pokrycie dotychczasowego zapotrzebowania - te mają znaczenie jedynie dla krótkoterminowego bezpieczeństwa dostaw. Na rynku światowym przy obecnym poziomie dostaw gazu wystarczy na około 67 lat, patrz rys. 21.4. Dla Polski wymagana jest jednak kosztowna dywersyfikacja kierunków dostaw. Przewidywane możliwości wydobycia węgla brunatnego, kamiennego, uzyskania gazu ziemnego oceniono w studium BSiPE·ENERGPROJEKT Warszawa. 6 W studium tym rozpatrzono trzy warianty: pesymistyczny, optymistyczny i bazowy. Jak wynika z rys. 21.3 i rys. 21.4, w wypadku węgla różnice sięgają maksymalnie niemal 30% i są one znacznie większe dla przewidywanych dostaw gazu ziemnego. 21.3 Odnawialne źródła energii (OZE) w Polsce Podstawowym kryterium porównawczym różnych opcji elektroenergetyki jest porównanie średnich, jednostkowych kosztów wytwarzania energii elektrycznej. Obecnie w kosztach tych uwzględnia się również tzw. koszty zewnętrzne (ekologiczne). Koszty zewnętrzne dotyczą wpływu emisji na środowisko i człowieka i mogą być uwzględnione jako ewentualne kary lub np. konieczność zakupu zezwoleń na emisję CO2. Dokonując wyboru różnych opcji elektroenergetyki należy uwzględnić średnie koszty wytwarzania energii w całym przyszłym okresie eksploatacji, tj. np. 40 lat dla elektrowni węglowych i 60 lat dla elektrowni jądrowych. Jeżeli pominąć inflację, to tak zdefiniowane koszty wytwarzania głównych dla Polski obecnie opcji wynoszą około 8 euroc/ kWh (w tym 5 euroc/kWh - koszty zewnętrzne) dla energetyki węglowej oraz około 4 euroc/kWh dla energetyki jądrowej.

6

Studium BSiPE Energoprojekt Warszawa, Porównawcza analiza ekonomiczna budowy nowych źródeł energii elektrycznej w Polsce z uwzględnieniem aspektów strategicznych Marzec 2006.

4

21.3 Przewidywane wydobycie węgla kamiennego i brunatnego [w mln ton] (studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa)

5

Rys. 21.4 Przewidywane dostawy gazu ziemnego [w mld m3] (studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa)

Energia odnawialna jest droższa od węglowej i jądrowej. Aby producentom opłacało się rozwijać odnawialne źródła energii (OZE), trzeba im dopłacać, i to dużo. Według zaleceń Komisji Europejskiej, dopłaty do energii odnawialnej powinny być ograniczone tak, by koszt energii z OZE nie przekraczał kosztu produkcji ze źródeł konwencjonalnych plus koszty zewnętrzne ponoszone przy użyciu tych źródeł7. Wobec podanych wyżej kosztów energii elektrycznej z elektrowni węgłowych, dopłata 50 Euro/MWh do cen rynkowych dla energii odnawialnej wydaje się rozsądną wielkością graniczną. Rzeczywiste koszty energii odnawialnej są jednak większe. Wielkość zasobów energii odnawialnej możliwej do uzyskania w Polsce oceniana jest różnie przez różnych specjalistów, zależnie od tego, czy patrzą przez pryzmat kosztów i dobrobytu społeczeństwa, czy też stawiają jako nadrzędny cel maksymalizację udziału OZE. Wg krytycznej oceny R.Trechcinskiego8 zasoby te przedstawiają się następująco: Woda. Obecnie uzyskiwana energia z elektrowni wodnych a także ewentualnie z inwestycji w zakresie Małej Energetyki Wodnej (MEW) wynosi nieco mniej niż 4 TWh rocznie6. Uzyskanie jeszcze kilku TWh byłoby możliwe, gdyby zrealizowano inwestycję Dolnej Wisły. Jednakże koszt wytwarzania energii elektrycznej z tej elektrowni byłby zbyt wysoki. Kilkanaście lat temu oceniano ten koszt na 7 euroc/kWh, co już wtedy było znacznie więcej 7

Rossetti-di-Valdalbero D.: The development of renewable energy sources for electricity production in the European Union, Strategia Elektroenergetyki w XXI wieku, Warszawa 1-3 października 2003 8 R. Trechciński: OZE a energetyka jądrowa. Kryterium porównawcze, Warszawa, dnia 2006-11-07, http://www.cyf.gov.pl/pdf/rej/rej5.pdf

6

niż 3 euroc/KWh z ówczesnych elektrowni węglowych. Obecnie koszt ten byłby oceniany na 9-10 euroc/kWh, a to jest więcej niż 8 euroc/kWh stanowiących granicę opłacalności energii ze źródeł odnawialnych. Wiatr. W naszym systemie elektroenergetycznym można by zainstalować nawet około 5 GW w elektrowniach wiatrowych, np. 2000 wiatraków o mocy 2,5 MW. Oczywiście elektrownie te musiałyby mieć buforowe zasilanie (zapewniające dostawy energii do sieci, kiedy nie wieje wiatr). Wg studium niemieckiego9 oczekiwana moc średnia przy średniej prędkości wiatru 5,5 m/s wynosi 18%, W razie zainstalowania wiatraków o mocy 1000 MWe, ich średnia moc wyniesie więc 180 MW, i moc sieci można zmniejszyć tylko o owe 180 MWe. Potrzebna moc rezerwowa w sieci wynosi 3950 MWe. Budowa wiatraków oznacza więc duże obciążenie dla sieci i konieczność utrzymywania dużych mocy rezerwowych w postaci buforowego użytkowania elektrowni konwencjonalnych. Te buforowe elektrownie (tzw. gorąca rezerwa) dostarczają od 3 do 4 razy więcej energii niż wiatraki. Jeśli elektrownia konwencjonalna emituje duże ilości zanieczyszczeń, to wynikowe obciążenia środowiska zanieczyszczenia dla układu wiatrak + elektrownia konwencjonalna są dużo większe niż dla elektrowni jądrowej. Główny problem wiatraków polega jednak na wysokich kosztach wytwarzania energii. Koszt ten oceniany jest na około 12 euroc/kWh dla takich krajów jak Hiszpania, Anglia, Holandia, Dania, gdzie średnia moc uzyskiwana z wiatraka wynosi prawie 40% mocy znamionowej. Natomiast przyjmowanie tych samych wielkości dla Niemiec i Polski wydaje się niemożliwe ( średnia moc około 20% mocy znamionowej). Polskie dopłaty obejmują: urzędową dopłatę, kredyt preferencyjny, tzw. zielone certyfikaty, subwencje dla samorządów (w tym np. dokumentacja) oraz zwolnienie całkowite lub częściowe ( 50%) z różnych opłat. Łącznie rzeczywisty koszt dopłat do energii wiatraków jest wyższy niż podawany w ocenach krajów o dużej sile wiatru. Koszty wprowadzania energii odnawialnych pokrywane są przez odbiorców, czyli wszystkich obywateli. W artykule R. Trechcińskiego 6 podano proste przeliczenie obrazujące jak różnica kosztów wytwarzania np. pomiędzy 6 Euroc/kWh a 4 Euroc/kWh wpłynie na poziom życia obywateli. Obliczenie to jest bardzo proste: 200 TWh rocznie należy pomnożyć przez 2 Euroc/kWh. Rezultat to tracone 4 mld Euro rocznie. Jeżeli rozłożymy te dodatkowe koszty równo całą naszą populacje, to łatwo można uzyskać wniosek końcowy, że każda czteroosobowa rodzina będzie rocznie obciążona kwotą około 1500 zł. Biomasa. Korzystanie z biomasy możliwe jest w 2-ch wariantach. Pierwszy, to spalanie lub współ-spalanie drzewa pochodzącego głównie z oferty lasów państwowych. Z tego źródła energii można liczyć na około 2 TWh rocznie. Drugi wariant, to uprawy roślin energetycznych jak wierzba krzewiasta (wiklina), ślazowiec pensylwański, miskantus i inne. Przykładem takiej hodowli energetycznej może być ślazowiec pensylwański, który staje się coraz bardziej popularny wśród roślin energetycznych. Zapewnia on wydajność spalania 100 000-300 000 MJ ha –1 i ciepło spalania 11-18 MJ kg –1. Do spalania używa się sprasowanej masy lub zrębków, lub masy granulowanej w postaci brykietów czy peletów. Z 1-go kg ślazowca można uzyskać około 1,4 kWh. Dla uzyskania 2 TWh rocznie energii elektrycznej należy korzystać z około 140 000 ha. Koszt uzyskania biomasy „loko” plantacja jest mniejszy od 1 euroc/KWh. Do tego dochodzi koszt transportu i przeróbki biomasy. Łączne koszty, 9

T. Marheineke, W. Krewitt, J. Neubarth, R. Friedrich, A. Voß Ganzheitliche Bilanzierung der Energie- und Stoffströme von Energieversorgungstechniken, Universität Stuttgart, Institut für Energiewirtschaft und Rationelle Energieanwendung, Band 74, August 2000

7

szczególnie dla niewielkich elektrociepłowni, są rzędu 8 euroc/KWh, czyli mieszczą się kosztach zalecanych przez UE dla OZE. Ilość energii, jaką można uzyskać w Polsce z upraw energetycznych, nie jest łatwa do ścisłego określenia, gdyż zależy od rodzaju gleby, kosztów transportu biomasy, który może być zróżnicowany w zależności od warunków lokalnych a także od możliwości przeznaczenia odpowiedniego areału na uprawy energetyczne. Orientacyjnie jest to od 2 do 4 TWh rocznie (powyżej 2 TWh rocznie koszty wytwarzania byłyby już większe). Średnio 3 TWh rocznie. Razem z biomasą z lasów państwowych daje to około 5 TWh rocznie. Porównanie biomasy i wiatraków wykazuje, że: - Koszt wytwarzania jest znacznie wyższy dla wiatraków - Beneficjentami wiatraków są inwestorzy zagraniczni, i zagraniczni producenci wiatraków - Biomasa jest znacznie korzystniejsza ze względu na zmniejszenie bezrobocia - Biomasa nie wymaga buforowego zasilania. Łączna ilość energii, jaką możemy uzyskać z OZE w 2010 r., jeżeli nie będziemy instalowali elektrowni wiatrowych, wynosi więc około 5 TWh rocznie z biomasy i 4 TWh rocznie z elektrowni wodnych.

Rys. 21.5 Przewidywany rozwój energii odnawialnej

(studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa)

8

W perspektywie roku 2025 ilości energii z OZE są większe i po uwzględnieniu także energii wiatru wynoszą10 około 20,4 TWh rocznie, w tym: - ok. 8 TWh w energetyce wodnej (z nowymi inwestycjami na Wiśle), - ok. 2,1 TWh z maksymalnie dostępnych zasobów biomasy z lasów, ok. 2,5 TWh z upraw energetycznych, - ok. 7,8 TWh z elektrowni wiatrowych. Inne rodzaje energii odnawialnej (geotermia, fotowoltaika) będą możliwe w szerszym zakresie po 2030 r. Tymczasem jak wynika z dokumentu „Polityka energetyczna Polski do 2025 r.”11 już za 15 lat nasze zapotrzebowanie na energię elektryczną będzie wynosić około 220 TWh rocznie. Jak widać, nawet przy maksymalnym wykorzystaniu naszych możliwości udział energii odnawialnej nie przekroczy 9 % rocznej produkcji energii elektrycznej w Polsce. Przewidywany wzrost mocy ze źródeł energii odnawialnej przedstawiono na rys. 21.5. 21. 4 Bilans energetyczny Polski do r. 2025 Nawet przy najbardziej optymistycznym wariancie pozyskania mocy ze wszystkich źródeł nie wystarczy ono do pokrycia zapotrzebowania elektryczności w Polsce, które w wariancie bazowym wyniesie 220 TWh w 2025 r. (patrz rys. 21.6). Konieczność budowy nowych elektrowni wynika też z likwidacji istniejących mocy wytwórczych, które z powodu wieku muszą przerwać pracę (rys. 21.7)

Rys. 21.6 Krajowe zużycie energii elektrycznej (studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa)

10

J. Marecki, M. Duda: Dlaczego istnieje w Polsce konieczność budowy elektrowni jądrowych? NPPP 2006, Warszawa 1-2 czerwca 2006 11 Polityka energetyczna Polski do 2025 roku. Monitor Polski z 2005, nr 42, poz. 562

9

Rys. 21.7 Likwidacja mocy wytwórczych w Polsce (studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa) 21.5 Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce obliczone metodą ExternE wynoszą od 36 do 44 (mEuro/kWh)12, nawet bez uwzględnienia emisji gazów cieplarnianych:

Tabl. 21.1 Koszty zewnętrzne dla węgla brunatnego i kamiennego w wybranych elektrowniach w Polsce. Zanieczyszczenie

Bełchatów (węgiel brunatny) Kozienice (węgiel kamienny) €/t

m€/kWh

€/t

m€/kWh

Pył

8766

0,8

7591

1,8

SO2

6066

41,6

5948

31,8

NOx

1169

1,7

1581

2,5

Łącznie

44,1

Łącznie

36,2

Podobne wyniki dla całej elektroenergetyki w Polsce przedstawiono w pracy Mareckiego i Dudy13 którzy dla elektrowni i elektrociepłowni zawodowych w Polsce 2004 r. podali całkowite koszty zewnętrzne równe 46,5 mEuro/kWh. Tymczasem koszty zewnętrzne dla elektrowni jądrowej z reaktorem PWR w Wielkiej Brytanii wyniosły 0,46 mEuro/kWh, a więc były 100 razy mniejsze! 12

Strupczewski A. Radovic U.: Koszty zewnętrzne wytwarzania energii elektrycznej w Polsce, Biuletyn PSE, Styczeń 2006 13 J. Marecki, M. Duda: Dlaczego istnieje w Polsce konieczność budowy elektrowni jądrowych? NPPP 2006, Warszawa 1-2 czerwca 2006

10

Dla nowych elektrowni jądrowych budowanych w Polsce koszty zewnętrzne będą mniejsze niż dla zbudowanej przed 15 laty elektrowni brytyjskiej. Korzyści zdrowotne i środowiskowe z wprowadzenia w Polsce elektrowni jądrowych są więc niewątpliwe. 21.6 Analiza lokalizacji i bezpieczeństwa elektrowni jądrowych w Polsce. W studium porównawczym dla Polski BSiPE·ENERGOPROJEKT Warszawa S.A. wykonało własne prace studialne zakończone w połowie 2006 r. Obejmowały one analizę potrzeby energetyki jądrowej dla Polski, bezpieczeństwa elektrowni jądrowych nowej generacji, lokalizację takiej elektrowni oraz analizę ekonomiczną. W analizach ekonomicznych BSiPE ENERGOPROJEKT porównano różne rodzaje elektrowni, a więc elektrownię jądrową z reaktorem lekkowodnym ciśnieniowym (np. EPR), elektrownię węglową na parametry nadkrytyczne opalaną węglem brunatnym i węglem kamiennym, a także elektrownię gazowo-parową. W studium lokalizacyjnym przeanalizowano 1. Wpływ otoczenia na elektrownie jądrowe, a więc zagrożenia sejsmiczne, powodzie, zjawiska meteorologiczne oraz zagrożenia powodowane przez człowieka 2. Wpływ elektrowni jądrowych na człowieka i środowisko, a więc kwestię, czy małe dawki promieniowania są groźne?, wielkość dawek wokoło elektrowni i ograniczanie jej emisji, względne zagrożenia od elektrowni jądrowej i innych zakładów przemysłowych, problem strefy ochronnej, planowanie działań awaryjnych poza elektrownią jądrową 3. Stan przepisów i prac lokalizacyjnych w Polsce Przede wszystkim studium Energoprojektu potwierdziło, że reaktory planowane dla Polski będą bezpieczne. Przy rozpatrywaniu możliwych lokalizacji EJ w Polsce uwzględniano okoliczności sprzyjające lokalizacji EJ, do których należą: • Niezawodne zasilanie wodne • Pewne zasilanie elektryczne • Łatwe odprowadzanie ciepła bez szkody dla środowiska (ochrona fauny i flory przed ujemnymi skutkami podgrzewu wód zrzutowych). • Korzystne warunki meteorologiczne i hydrologiczne (przy czym należy pamiętać, że dobra szczelność obudowy bezpieczeństwa może skompensować niekorzystne warunki meteorologiczne • Niska gęstość zaludnienia (odległość od miast, ośrodków). Dawniej obowiązujące minimalne odległości od miast lub promienie strefy ochronnej, np. 3 km do osiedli ludzkich, powodowały pewne trudności przy lokalizacji elektrowni jądrowej w Żarnowcu, bo osiedle w Nadolu po drugiej stronie jeziora Żarnowieckiego znajdowało się w odległości około kilometra. Obecnie uwolnienia z reaktorów są tak małe, że za minimalną odległość uznaje się promień działki reaktora (800 m). Lokalizacja elektrowni jądrowej w Żarnowcu nie wiąże się więc z żadnymi uciążliwościami dla ludności. Wielką zaletą lokalizacji w Żarnowcu jest umiejscowienie elektrowni jądrowej pracującej przy obciążeniu podstawowym w bezpośrednim sąsiedztwie elektrowni pompowo-szczytowej nad jeziorem Żarnowieckim. Umożliwia to pracę ciągłą elektrowni jądrowej. W nocy, gdy aglomeracja gdańska potrzebuje mniej energii elektrycznej, elektrownia dostarcza energię do elektrowni pompowo-szczytowej do pompowania wody do zbiornika górnego, a w godzinach szczytu, gdy potrzeby mocy są większe niż moc elektrowni jądrowej, elektrownia pompowo-

11

szczytowa wspomaga ją pozwalając wodzie spływać do zbiornika dolnego, co generuje potrzebną energię elektryczną. Lokalizacja ta została wszechstronnie przebadana, istnieje odpowiednia infrastruktura, gotowe są sieci przesyłowe dużej mocy a ludność okoliczna popiera budowę elektrowni jądrowej. Lokalizacja w Klempiczu, gdzie planowano budowę 4 bloków po 1000 MWe, jest również bardzo korzystna. Inne dogodne lokalizacje to Kopań w sąsiedztwie Koszalina, Nowe Miasto na północ od Warszawy oraz Małkinia, Wyszków, Chodcza i Gościeradów we wschodniej części Polski. Do budowy pierwszej elektrowni jądrowej najbardziej jednak nadaje się Żarnowiec, zarówno ze względu na skojarzenie z elektrownią pompowo-szczytową jak i na fakt, że lokalizacja ta została wszechstronnie przebadana i udokumentowano jej pełną przydatność dla elektrowni jądrowej. Dla określenia, jak daleko ma sięgać planowanie działań awaryjnych poza rozpatrywaną elektrownię, należy uwzględnić jej charakterystyki techniczne. W Polsce mogą być budowane tylko nowoczesne elektrownie spełniające obecne wymagania bezpieczeństwa sformułowane przez przemysł jądrowy Unii Europejskiej w dokumencie EUR 200414. Granice obszaru ograniczonego użytkowania będą określone przez Ministra ds. Środowiska uwzględniając charakterystyki elektrowni, możliwe sytuacje awaryjne i rozkład dawek na zewnątrz obszaru ograniczonego użytkowania. Do osiągnięć społeczności międzynarodowej należy zaliczyć jednoznaczne ustalenie dawek, przy których prowadzi się działania interwencyjne. Ustalenia te przyjęto również w Polsce. W zależności od dawki, której można uniknąć dzięki działaniom interwencyjnym, zaleca się następujące działania: Ø 100 mSv/7 dni - ewakuacja: Ø 10 mSv /2 dni - pozostanie w ukryciu Ø 100 mGy na tarczycę - podanie jodu stabilnego Ø 10 mSv przez 30 dni po 2 latach od awarii - stałe przesiedlenie ludności Ø 1000 mSv / całe życie – stałe przesiedlenie ludności Gdyby te zalecenia stosowano po awarii w Czarnobylu, uniknięto by niepotrzebnej ewakuacji setek tysięcy ludzi, którzy uniknęli dawek 20-300 mSv w ciągu całego życia. Niezależnie od tej uwagi należy jednak pamiętać, że w reaktorach budowanych zgodnie z wymaganiami EUR awarie takie jak w Czarnobylu są po prostu fizycznie niemożliwe, bo w warunkach awaryjnych ich moc maleje i reaktor wyłącza się, podczas gdy w Czarnobylu moc reaktora gwałtownie rosła aż do zniszczenia elektrowni.

14

European Utility Requirements, 2004.

12

21.7 Wyniki ekonomiczne dla Polski wg studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa W założeniach studium przyjęto, że elektrownie pracują jako podstawowe, a ich czas pracy 7000 - 8000 h wynika z możliwości technicznych. Dla elektrowni węglowych i gazowych przyjęto, że spełniają one normy ochrony środowiska, mają instalacje odsiarczania, palniki niskoemisyjne, instalację odazotowania, wysokosprawne elektrofiltry. Wielkości dopuszczalnej emisji przyjęto zgodnie z wymaganiami norm, a mianowicie: Ø Emisje pyłu <30 mg/Nm3 Ø Emisje NOx, SO2 < 200 mg/Nm3 Ø Emisje CO2: 50% pokryje przyznany limit, a 50% - zakup uprawnień. Jest to założenie korzystne dla węgla i gazu, bo przyznanie uprawnień przysługuje tylko dla elektrowni istniejących, zaś elektrownie nowe powinny opłacać pełne koszty emisji CO2. Sytuacje związaną z obecnymi i prawdopodobnymi w przyszłości emisjami z różnych elektrowni w Polsce przedstawia rys. 21. 8. Przy rozpatrywaniu elektrowni jądrowych przyjęto, że będą to elektrownie najnowszego typu, spełniające wymagania EUR. Są one wyposażone w środki bezpieczeństwa technicznego, dzięki którym prawdopodobieństwo ciężkiej awarii wynosi poniżej raz na milion lat, a nawet po ciężkiej awarii nie potrzeba działań poza obszarem samej elektrowni (800 m).

Historia

Pył , SO2 , NOx [tys. ton]

1600

Projekcja

160

1400

140

1200

120

1000

100

800

80

600

60

400

40

200

20

0

Energia elektryczna [TWh], CO2 [mln ton]

1800

Osiągniete i prognozowane wielkości emisji zanieczyszczeń z elektroenergetyki zawodowej w Polsce 180

0 1990

1992

SO2

1994

1996

NOx

1998

2000

Pył

2002

CO2

2004

2006

2008

2010

Energia elektryczna

Rys. 21.8 Osiągnięte i prognozowane prognozy zanieczyszczeń pochodzących z energetyki zawodowej w Polsce Moce elektrowni przyjęto równe łącznie około 1600 MWe, z tym że EJ pracuje z jednym reaktorem o tej mocy, a dla elektrowni węglowych i gazowych potrzeba więcej bloków zgodnie z możliwościami technicznymi. Uwzględniane w studium koszty obejmują koszty kapitałowe (amortyzacja, koszty finansowe), ruchu i konserwacji (łącznie z kosztami likwidacji), koszty paliwowe, opłaty za

13

emisje oraz opłaty za wodę i gospodarkę odpadami. Rozważano dwa scenariusze wzrostu kosztu energii elektrycznej: Ø Inflacyjny wzrost ceny energii (w 2005 – 120 PLN/MWh) Ø Ponad inflacyjny wzrost cen energii (30%)

Jednostkowe koszty wytwarzania energii elektrycznej dla 7-go roku eksploatacji [PLN/MWh] Koszty kapitałowe

230.0 220.0 210.0

Amortyzacja

200.0 190.0 180.0 170.0 160.0 150.0

Razem koszty ruchu i konserwacji Koszt sorbentu Koszt składowania żuzla i popiołu

140.0 130.0 120.0 110.0 100.0 90.0

Koszt odprowadzania ścieków Koszt korzystania z wód Koszt emisji

80.0 70.0 60.0 50.0 40.0 30.0

Koszt akcyzy Koszt paliwa

20.0 10.0 0.0 Elektrownia Jądrowa

Elektrownia Gazowa

Elektrownia na wegiel kamienny Elektrownia na wegiel brunatny

Rys. 21.9 Struktura kosztów energii elektrycznej (studium BSiPE·ENERGPROJEKT Warszawa) Ceny paliw przyjęto stałe, co także jest korzystne dla węgla a szczególnie dla gazu. Możliwe zmiany uwzględniano w analizie wrażliwości. Wyniki przedstawione są na rys. 21.9. Na rys. 21.10 przedstawiamy natomiast porównanie cen wytwarzania energii elektrycznej. 21.8 Wyniki wg studium Energoprojektu Katowice Wyniki innego studium, opracowanego przez Energoprojekt Katowice15 (EPK), są jakościowo podobne. W ramach studium EPK przeanalizowano dwa typy elektrowni jądrowej: - elektrownie atomowe z reaktorem III generacji EPR (European Pressurized Water Reactor) opracowanym przez NPI (Nuclear Power International), spółkę utworzoną przez koncern francuski Framatome oraz niemiecką firmę Siemens, - elektrownie atomowe z reaktorem AP1000 - pierwszym reaktorem generacji III+, który został zatwierdzony przez Komisję Dozoru Jądrowego w USA. Jest on zmodernizowaną wersją reaktora AP600 o mocy 600 MWe firmy Westinghouse. Zmiany cen paliw przyjęte w studium EPK pokazano na rys. 21.11.

15

K. Musiał, Porównanie Technologii Wytwarzania Energii Elektrycznej w Polsce, “Energoprojekt Katowice” SA

14

400,00

Jednostkowe koszty wytwarzania energii elektrycznej [PLN/MWh] przy inflacyjnym wzroście ceny energii elektrycznej 350,00

300,00

250,00

200,00

150,00

100,00 Cena energii elektry cznej Jednostkowy koszt wytwarzania w elektrowni jądrowej Jednostkowy koszt wytwarzania w elektrowni gazowej

50,00

Jednostkowy koszt wytwarzania w elektrowni na węgiel kamienny Jednostkowy koszt wytwarzania w elektrowni na węgiel brunatny

0,00 1

2 3 4 5 6

7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40

Rys. 21.10 Porównanie cen wytwarzania energii elektrycznej (studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa)

Rys. 21.11 Zmiany cen paliw przyjęte w studium EPK

15

Inne założenia studium EPK przedstawiają się następująco: przyjęto jednakową dla wszystkich wariantów roczną sprzedaż energii elektrycznej na poziomie odpowiadającym mocy elektrycznej netto 1600 MW (moc ta odpowiada zainstalowaniu jednego bloku energetycznego w technologii jądrowej z reaktorem EPR). Dla technologii, w których nie jest możliwe zainstalowanie jednego bloku energetycznego o mocy netto 1600 MW, określono liczbę (wielokrotność) zainstalowanych jednostek mniejszych odpowiednio ujmując ten fakt w nakładach inwestycyjnych i obliczeniach wielkości operacyjnych. Analizę wykonano dla okresu 60 lat. Przyjęto, że będzie to okres eksploatacji bloku atomowego, ponieważ jest on najdłuższy. Dla pozostałych technologii założono okresowe odtwarzanie mocy zainstalowanej ujmując ten fakt odpowiednio w sześćdziesięcioletnim harmonogramie nakładów inwestycyjnych. Dla technologii węglowych wykonano analizę dla dwóch opcji ze względu na możliwy postęp technologiczny w perspektywie 15÷20 lat: - opcja 1 – według obecnego stanu rozwoju technologii i najlepszej wiedzy autorów, - opcja 2 – dla przewidywanego stanu rozwoju technologii (wzrost sprawności). Obliczenia ekonomiczne wykonano dla trzech przyjętych czasów wykorzystania mocy – minimalnego (przyjętego jako dolna granica dla porównywanych technologii), maksymalnego (przyjętego jako górna granica dla porównywanych technologii), „realnego” – przyjętego w oparciu o historyczne dane eksploatacyjne. Dla potrzeb wykonania uniwersalnej analizy porównawczej dla różnorodnych rozwiązań technologicznych przyjęto, że minimalny czas wykorzystania mocy w ciągu roku to 6500 godzin, a maksymalny to 8000 godzin (współczynnik obciążenia 91%). Dla technologii, dla których nie jest możliwe osiągnięcie tych czasów, zwiększa się liczbę zainstalowanych jednostek, podnosząc odpowiednio wielkość zainstalowanej mocy. Dla każdej z rozpatrywanych technologii przewidziano konieczność poniesienia wydatków na likwidację obiektu. Każda z elektrowni spełnia wymogi ochrony środowiska i bezpieczeństwa. Ekonomiczne porównanie przedmiotowych rozwiązań zostało przeprowadzone w układzie wariantowym, a mianowicie z pominięciem oraz z uwzględnieniem handlu uprawnieniami do emisji CO2, przy wykorzystaniu średniego zdyskontowanego jednostkowego kosztu produkcji energii elektrycznej netto, wyliczanego wg metodyki wykorzystywanej m.in. przez UNIPEDE/EURELECTRIC, IEA, IAEA i NEA, a także stosowanego do porównania alternatywnych rozwiązań technologicznych przy wyborze wariantu, Analizę przeprowadzono dla pełnych lat w cenach stałych dla roku 2005 z uwzględnieniem eskalacji zarówno wydatków inwestycyjnych jak i poszczególnych składowych kosztów produkcji energii elektrycznej, a mianowicie składowej kapitałowej, operacyjnej i paliwowej. W obliczeniach uwzględniono zmianę poziomu kosztów eksploatacyjnych (eskalację) w przyjętym okresie obliczeniowym w oparciu o długoterminowe prognozy cen paliw pierwotnych oraz kosztów wynagrodzenia, natomiast wysokość nakładów inwestycyjnych na rok „zerowy” 2020, została urealniona poprzez zastosowaną stopę kapitalizacji i dyskonta (r = 5%) oraz przyjętą eskalację.

16

Analizie wrażliwości poddano zmiany następujących czynników: Ø nakłady inwestycyjne Ø ± 10% dla wszystkich technologii Ø + 20% dla elektrowni jądrowej z reaktorem EPR Ø + 33% wzrost do kwoty 3200 mln EUR dla elektrowni jądrowej z reaktorem EPR Ø ceny zakupu surowca podstawowego ± 10% dla wszystkich technologii Ø koszty operacyjne (z wyłączeniem kosztów paliwa) ± 10% dla wszystkich technologii Ø ceny zakupu limitów CO2 – przyjęto dolną granicę w wysokości 15 EURO/t CO2 oraz górną w wysokości 30 EURO/t CO2 Ø wzrost stopy dyskonta – do 7 i 10% Ø czas pracy jednostki – praca przy 6500 h/rok i 8000 h/rok Koszty inwestycyjne związane z budową elektrowni jądrowej z reaktorem AP1000 przyjęto w oparciu o publikowane informacje firmy Westinghouse z USA. Do celów wykonania analizy porównawczej zwiększono koszty inwestycyjne o ok. 15% z uwagi na transfer technologii z USA na rynek europejski i koszty z tym związane. Koszty inwestycyjne związane z budową elektrowni jądrowej z reaktorem EPR przyjęto w oparciu o hipotezę, wg której w przypadku budowy w krótkim okresie czasu serii 10 bloków atomowych z reaktorem EPR, koszty inwestycyjne powinny obniżyć się o około jedną trzecią w porównaniu do inwestycji prototypowej w Olkiluoto 3 w Finlandii. Do celów wykonania analizy porównawczej przyjęto jednostkowy bazowy koszt inwestycyjny na poziomie 1500 EUR/MW. Przeprowadzona analiza porównawcza kosztów produkcji energii elektrycznej dla technologii możliwych do zastosowania w Polsce w horyzoncie 2020 roku, pozwoliła na wyciągnięcie następujących wniosków: Ø Najlepsze efekty ekonomiczne osiągają elektrownie opalane paliwem jądrowym. Uzyskują one średnie jednostkowe koszty wytwarzania energii elektrycznej w wysokości : - 123 zł/MWh - elektrownia z reaktorem AP1000, - 132 zł/MWh - elektrownia z reaktorem EPR. Ø Drugą grupę stanowią obiekty opalane węglem brunatnym i kamiennym, z których najkorzystniejsze wyniki wykazuje technologia zakładająca współspalanie węgla kamiennego i mułów w kotle fluidalnym – koszt jednostkowy w wys. 177 zł/MWh. Ø Jednostkowe koszty produkcji energii elektrycznej przy spalaniu biomasy wynoszą 259 zł/MWh w przypadku spalania słomy i 267/zł/MWh dla spalanych zrębków drewna. Podobny poziom kosztów osiąga technologia zgazowania węgla (IGCC) – 258 zł/MWh. Mniej korzystne wyniki niż w przypadku technologii węglowych spowodowane są głównie wyższymi nakładami inwestycyjnymi (IGCC, słoma) oraz wyższymi kosztami paliwa podstawowego (zrębki drewna i słoma). Niekorzystna różnica w kosztach paliwa w obiektach opalanych zrębkami drewna w porównaniu z obiektami na słomę wynika z wyższych kosztów paliwa oraz gorszej sprawności układu. Ø Najwyższy jednostkowy koszt produkcji energii elektrycznej spośród technologii wykorzystujących paliwa kopalne uzyskała elektrownia opalana gazem ziemnym (GTCC) – 292 zł/MWh. Jest to uwarunkowane aktualnie najwyższymi z analizowanych kosztami paliwa oraz niekorzystnym trendem zmian cen gazu prognozowane tendencje wzrostowe w horyzoncie 2020 r.

17

Ø Farmy wiatrowe charakteryzują się najwyższymi jednostkowymi nakładami inwestycyjnymi na 1 MW zainstalowanej mocy elektrycznej netto (ponad 4 mln EUR/MW) oraz krótszymi niż w przypadku pozostałych technologii ekonomicznymi czasami życia układów - 15 lat. Konieczne, zatem jest 4-krotne odtwarzanie farm wiatrowych w zakładanym okresie analizy. Jednostkowy koszt wytwarzania wynosi 307 zł/MWh w przypadku farm wiatrowych oraz 345 zł/MWh w przypadku dodatkowego rezerwowania mocy. Ø Konieczność zakupu limitów emisji CO2 (wariant z uwzględnieniem zakupu emisji CO2) podnosi znacząco jednostkowe koszty wytwarzania w technologiach opartych na paliwach kopalnych i emitujących duże ilości dwutlenku węgla. Dla elektrowni węglowych jest to wzrost o ok. 67 do 79 zł/MWh przy zakładanej cenie zakupu limitów CO2 w wysokości 22 EURO/t CO2. W przypadku elektrowni na gaz ziemny przyrost kosztu wynosi ok. 29 zł/MWh.

Rys. 21.12 Porównanie kosztów jednostkowych wytwarzania energii elektrycznej w Polsce przy użyciu różnych technologii wg studium EPK Przeprowadzona analiza wrażliwości przedmiotowych technologii wytwarzania energii elektrycznej możliwych do zastosowania w Polsce w horyzoncie 2020 roku pozwala na wyciągnięcie następujących wniosków: Ø Z przeprowadzonych wyliczeń wynika, iż najbardziej wrażliwymi elementami analizy wpływającymi na wyniki są: ceny zakupu paliwa podstawowego, nakłady inwestycyjne oraz stopa dyskonta. Zmiany tych parametrów powodują największe wahania jednostkowego kosztu o: - ± 23 zł/MWh (w technologii GTCC) przy zmianie kosztów paliwa, co stanowi wzrost/spadek jednostkowego kosztu energii elektrycznej o ok. 8%. W przypadku technologii z reaktorem EPR przy wrażliwości na koszt paliwa, zmiana jednostkowego kosztu wytwarzania energii elektrycznej netto wynosi ok. 2,2% (dla AP1000 – 2,6%)

18

- ± 28-30 zł/MWh czyli wzrost/spadek o ok. 9% w elektrowniach wiatrowych – przy zmianie nakładów inwestycyjnych o 10%. Dla elektrowni jądrowych wrażliwość na zmianę nakładów inwestycyjnych jest niewielka – zmiana o ±10% skutkuje wzrostem jednostkowego kosztu o ok. 3,5%. Wzrost nakładów o 33% dla EPR (do 3200 mln EURO) generuje jednostkowy koszt wytwarzania energii elektrycznej netto w wysokości 149 zł/MWh (wzrost o ok. 13% względem kosztu bazowego) Ø Zmiany kosztów operacyjnych oraz czasu pracy obiektu nie wpływają zasadniczo na wyniki analizy. Jedynie wydłużenie czasu pracy do 8000 h daje większe możliwości obniżenia jednostkowego kosztu wytwarzania. Wzrost i spadek kosztów operacyjnych o ±10% skutkuje zmianą jednostkowych kosztów energii elektrycznej o ok. 1 do 4%. Dla elektrowni jądrowych jest to zmiana o 4% czyli wzrost (spadek) kosztu o 5 zł/MWh. Ø Jednoczesny wzrost cen zakupu paliwa, nakładów inwestycyjnych oraz kosztów operacyjnych w technologii jądrowej o 10%, wywołuje 10%. przyrost jednostkowego kosztu wytwarzania energii elektrycznej dla elektrowni jądrowej: - z reaktorem EPR - do poziomu 145 zł/MWh - z reaktorem AP1000 - do poziomu 135 zł/MWh Ø Zmiana podstawowych parametrów kosztowych, a mianowicie: cen zakupu paliwa, nakładów inwestycyjnych, kosztów operacyjnych - nawet w stosunkowo szerokich granicach - nie zagraża atrakcyjności ekonomicznej elektrowni atomowych w stosunku do pozostałych technologii wytwarzania energii elektrycznej.

21. 9 Wnioski ze studium BSiPE ENERGOPROJEKT Warszawa Wnioski ze studium BSiPE·ENERGPROJEKT Warszawa są następujące: • Budowa w Polsce elektrowni jądrowej jest korzystna ekonomicznie. • Na drugim miejscu po elektrowni jądrowej znajduje się elektrownia węglowa z węglem brunatnym ze złóż legnickich; inne złoża mogą być droższe. • W warunkach ekonomicznych z końca 2004 r. budowa elektrowni opalanej gazem ziemnym jest nieopłacalna. Od tej pory ceny gazu wzrosły znacznie. • Budowa elektrownio jądrowej w Polsce jest przedsięwzięciem opłacalnym i koniecznym (ograniczone zasoby węgla brunatnego, nieprzewidywalna cena gazu ziemnego – tendencja wzrostu, dywersyfikacja dla bezpieczeństwa energetycznego, normy ochrony środowiska, ekonomika). • Uwzględnienie kosztów zewnętrznych powiększa przewagę elektrowni jądrowej nad innymi źródłami energii. Wnioski przedstawione w referacie J. Mareckiego i M. Dudy, oparte na studium EPK i na analizach Komitetu Energetyki PAN, są zbieżne z wnioskami BSiPE Energoprojekt Warszawa pod względem ekonomicznym i określają bliżej postulowane terminy rozwoju energetyki jądrowej w Polsce. Brzmią one następująco: 1. Budowa elektrowni jądrowej w Polsce jest konieczna. Uzasadniają to względy energetyczne, ekonomiczne i ekologiczne 2. Uzasadnione jest rozpoczęcie eksploatacji pierwszej elektrowni jądrowej w roku 2021 3. Do 2030 r. powinny być uruchomione 3 bloki jądrowe po 1500 MW 4. Brakujące moce z tytułu ograniczeń inwestycyjnych mogą być zastąpione przez elektrownie na węgiel kamienny 5. Rozwój energetyki jądrowej w Polsce spowoduje znaczne zmniejszenie zagrożeń zdrowotnych wynikających ze spalania paliw organicznych

19