Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”

Оцінено інтенсивність самозарядки субмікронних паливних пилових частинок та частинок лавоподібних паливовмісних матеріалів (ЛПВМ) внаслідок β-активності. Аналізується можливість інтенсифікації зарядки частинок під дією ультрафіолетового та рентгенівського опромінення. Указано параметри опромінення,...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2007
Автори:	Дувіряк, А.А., Яремко, Ю.Г.
Формат:	Стаття
Мова:	Ukrainian
Опубліковано:	Інститут проблем безпеки атомних електростанцій НАН України 2007
Назва видання:	Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля
Теми:	Проблеми Чорнобиля
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/127870
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття” / А.А. Дувіряк, Ю.Г. Яремко // Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля: наук.-техн. зб. — 2007. — Вип. 8. — С. 139-149. — Бібліогр.: 21 назв. — укр.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-127870
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1278702017-12-30T03:02:55Z Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття” Дувіряк, А.А. Яремко, Ю.Г. Проблеми Чорнобиля Оцінено інтенсивність самозарядки субмікронних паливних пилових частинок та частинок лавоподібних паливовмісних матеріалів (ЛПВМ) внаслідок β-активності. Аналізується можливість інтенсифікації зарядки частинок під дією ультрафіолетового та рентгенівського опромінення. Указано параметри опромінення, оптимальні для заряджання пилу. Моделюється динаміка заряджання субмікронних паливних пилових частинок та частинок ЛПВМ під дією ультрафіолетового лазерного опромінення. Оцінено час заряджання частинок. Показано, що сильне електростатичне поле може зробити заряджання ефективнішим. Досліджено коагуляцію із зарядженим рідинним аерозолем мікронного діапазону. Оценена интенсивность самозарядки субмикронных топливных пылевых частиц и частиц лавообразных топливосодержащих материалов (ЛТСМ) вследствие β-активности. Анализируется возможность интенсификации зарядки частиц под действием ультрафиолетового и рентгеновского облучения. Указаны параметры облучения, оптимальные для зарядки пыли. Моделирутся динамика зарядки субмикронных топливных пылевых частиц и частиц ЛТСМ под действием ультрафиолетового лазерного излучения. Оценено время зарядки частц. Показано, что сильное электростатическое поле может интенсифицировать процесс зарядки. Исследована коагуляция пылевых частиц с заряженным жидким аэрозолем микронного диапазона. Intensity of self-charging of submicrometer fuel dust particles and particles of lava-like fuelcontaining materials (LFCM) due to β-activity is evaluated. Possibility of intensification of charging of dust particles under the influence of UV and X radiation is studied. Optimal radiation exposure parameters for particle charging are established. The dynamics of charging of submicrometer fuel dust particles and LFCM particles under the influence of UV laser irradiation is modelled. The duration of particle charging is evaluated. It is shown that strong electrostatic field can stimulate the charging process. Coagulation of charged dust particles with charged liquid micrometer-sized aerosol is analyzed. 2007 Article Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття” / А.А. Дувіряк, Ю.Г. Яремко // Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля: наук.-техн. зб. — 2007. — Вип. 8. — С. 139-149. — Бібліогр.: 21 назв. — укр. 1813-3584 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/127870 538.24 621.039.7+621.928.8 uk Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля Інститут проблем безпеки атомних електростанцій НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Ukrainian
topic	Проблеми Чорнобиля Проблеми Чорнобиля
spellingShingle	Проблеми Чорнобиля Проблеми Чорнобиля Дувіряк, А.А. Яремко, Ю.Г. Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття” Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля
description	Оцінено інтенсивність самозарядки субмікронних паливних пилових частинок та частинок лавоподібних паливовмісних матеріалів (ЛПВМ) внаслідок β-активності. Аналізується можливість інтенсифікації зарядки частинок під дією ультрафіолетового та рентгенівського опромінення. Указано параметри опромінення, оптимальні для заряджання пилу. Моделюється динаміка заряджання субмікронних паливних пилових частинок та частинок ЛПВМ під дією ультрафіолетового лазерного опромінення. Оцінено час заряджання частинок. Показано, що сильне електростатичне поле може зробити заряджання ефективнішим. Досліджено коагуляцію із зарядженим рідинним аерозолем мікронного діапазону.
format	Article
author	Дувіряк, А.А. Яремко, Ю.Г.
author_facet	Дувіряк, А.А. Яремко, Ю.Г.
author_sort	Дувіряк, А.А.
title	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”
title_short	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”
title_full	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”
title_fullStr	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”
title_full_unstemmed	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”
title_sort	використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “укриття”
publisher	Інститут проблем безпеки атомних електростанцій НАН України
publishDate	2007
topic_facet	Проблеми Чорнобиля
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/127870
citation_txt	Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття” / А.А. Дувіряк, Ю.Г. Яремко // Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля: наук.-техн. зб. — 2007. — Вип. 8. — С. 139-149. — Бібліогр.: 21 назв. — укр.
series	Проблеми безпеки атомних електростанцій і Чорнобиля
work_keys_str_mv	AT duvírâkaa vikoristannâfotoelektričnogozarâdžannâpilovihčastinokdlâutilízacííradíoaktivnihvídhodívobêktaukrittâ AT âremkoûg vikoristannâfotoelektričnogozarâdžannâpilovihčastinokdlâutilízacííradíoaktivnihvídhodívobêktaukrittâ
first_indexed	2025-07-09T07:54:00Z
last_indexed	2025-07-09T07:54:00Z
_version_	1837155111253573632
fulltext	ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 139 УДК 538.24 621.039.7+621.928.8 ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ПИЛОВИХ ЧАСТИНОК ДЛЯ УТИЛІЗАЦІЇ РАДІОАКТИВНИХ ВІДХОДІВ ОБ'ЄКТА "УКРИТТЯ" А. А. Дувіряк, Ю. Г. Яремко Інститут фізики конденсованих систем НАН України, Львів Оцінено інтенсивність самозарядки субмікронних паливних пилових частинок та частинок лавоподібних паливовмісних матеріалів (ЛПВМ) внаслідок β-активності. Аналізується можливість інтенсифікації зарядки частинок під дією ультрафіолетового та рентгенівського опромінення. Указа- но параметри опромінення, оптимальні для заряджання пилу. Моделюється динаміка заряджання субмікронних паливних пилових частинок та частинок ЛПВМ під дією ультрафіолетового лазерного опромінення. Оцінено час заряджання частинок. Показано, що сильне електростатичне поле може зробити заряджання ефективнішим. Досліджено коагуляцію із зарядженим рідинним аерозолем мікронного діапазону. Вступ Унаслідок радіоактивного руйнування паливовмісних матеріалів, зосереджених в об’єкті “Укриття”, утворюється екологічно небезпечний радіоактивний пил з частинок субмікронного діапазону, що розповсюджується по усьому об’єкту й дифундує назовні [1]. Надзвичайно актуальною є проблема його фільтрування. Існуючі механічні фільтри навіть найвищого класу чистоти (E-12) не здатні вловлювати цей пил. Нині досліджуються різні методи аналізу та вловлювання пилу, що складається з частинок діаметром кілька мікрон та менше, які ґрунтуються на маніпулюванні пиловими частинками зовнішніми електромагніт- ними полями та передбачають спонтанне або індуковане заряджання цих частинок [2]. Специфічні фізичні характеристики пилових частинок об’єкта “Укриття” (радіоактив- ність, вміст важких елементів тощо) указують на додаткові механізми їх заряджання. Саме утворення радіоактивного пилу характеризується інтенсивними процесами переносу та нагромадження електричних зарядів на пилових частинках. Тому принаймні частина ново- утвореного пилу може нести залишковий заряд. Процеси заряджання продовжуються й після утворення пилових частинок, коли вони розповсюджуються в повітряному середовищі. Мова йде про самозарядку при β-розпаді, біполярне породження іонів, α-розпад, дифузію іонів на частинку, їх рекомбінацію тощо. Якщо природна радіоактивність пилових частинок недостатня для їх ефективного заряджання, перспективним може бути заряджання ультрафіолетовим лазером або викори- стання рентгенівського опромінення. Останнє особливо ефективне, коли у складі пилу є важкі ізотопи [3]. Самозаряджання та заряджання радіоактивних аерозолів суттєво впливає на їх коагу- ляцію та осаджування [4 - 10] – процеси, що можуть мати значення для утилізації пилу. Для вивчення цих можливостей необхідно насамперед оцінити величину заряду, набутого частинками у згаданих процесах, беручи до уваги їх розмір та фізико-хімічні властивості, характеристики зовнішнього середовища, частоту та інтенсивності зовнішнього випромінювання тощо. Ці питання і є предметом даного дослідження. Характеристика радіоактивного пилу в об’єкті “Укриття” В об’ємі об’єкта “Укриття” розповсюджено пилові частинки двох типів [1]. Одні з них утворені внаслідок руйнування ядерного палива – двоокису урану із 2 %-ним збагаченням, густиною 11 кг/см3; інші – це частинки ЛПВМ густиною 4 - 5 кг/см3, що являють собою 5 – 10 %-ний розчин урану в силікатній матриці з домішками металів (в основному алюмінію) та інших елементів. Розміри основної маси паливних частинок UO2 лежать у діапазоні 80 - 300 нм із максимумом 150 нм, який приймемо за середній розмір частинок. Розміри частинок А. А. ДУВІРЯК, Ю. Г. ЯРЕМКО ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 140 ЛПВМ охоплюють діапазон 25 - 150 нм з максимумом 50 нм. На сьогодні питома активність пaливних частинок обумовлена ізотопами 238-240Pu та 241Am і сягає 60 ГБк/кг (α), 1000 ГБк/кг (β) i 10 ГБк/кг (γ). Активність частинок ЛПВМ сягає 20 ГБк/см3 (α) i 300 ГБк/см3 (β, 90Sr). Звідси випливає, що середня β-активність окремих паливних частинок η = 1,5⋅10-4 Бк, а ЛПВМ – η = 1,5⋅10-7 Бк; α- та γ-активності значно менші й не є істотними в процесах заряджання. Рівняння балансу зарядів Процес заряджання пилових частинок у середовищі описується системою лінійних диференційних рівнянь першого порядку на величину −jN концентрацію пилових частинок, що несуть заряд j (позитивний чи негативний) [11, 12]: ( )jjjjjjjjjj j NNNnNnNnNn dt dN −+−+−= −−−+−+−+−+− 111111111 ηββββ . (1) Останній доданок (пропорційний до кількості розпадів за одиницю часу η ) описує вклад від радіоактивності. Ці рівняння доповнюються рівняннями на коефіцієнти концент- рації додатних та від’ємних іонів, +n та −n : ∑ +−+−= −++ + j jj qnnZINn dt dn αηβ1 , (2) ∑ +−++−= −+−− − j jj qnnZINn dt dn αηβ )1(1 . (3) Тут −α коефіцієнт рекомбінації іонів; −q фонова інтенсивність виникнення біполяр- них іонів ( /ссм106,1 36−⋅=α ; q = 5 пар/см3·с для сухого повітря за нормальних умов [13]); η – β-активність частинки; I – коефіцієнт каскадного розмноження іонів через механізм вторинної іонізації. Для β-частинок з енергією E він рівний iw E I 3 = , (4) де 35=iw еВ – енергія, необхідна для породження однієї пари біполярних іонів. Коефіцієнти приєднання β1j та β–1j додатних та від’ємних іонів до частинок визначаються за формулами [11, 12] [ ]1)2exp(0 1 − = + j jeb j λε β , [ ])2exp(10 1 j jeb j λε β −− = − − , (5) де j – заряд пилової частинки; ±b – мобільності іонів ( 14,1=+b с)В/(см2 ⋅ , 25,1=−b с)В/(см2 ⋅ для повітря за нормальних умов [11]). Коефіцієнтλ залежить від радіуса пилової частинки та температури [11] RTRkT e 531,8 8 0 2 == πε λ , (6) де R у правій частині рівності (6) подається в нанометрах, а Т – в градусах Кельвіна. Система рівнянь типу (1) - (3) застосовна й до випадку фотоелектричної зарядки частинок. Тоді інтенсивність виникнення біполярних іонів ετ /пLq = , де L – густина енергії потоку фотонів, ε – енергія фотона, пτ – коефіцієнт ослаблення потоку фотонів у повітрі за рахунок фотоефекту. Аналогічно, активність частинки εση /чL= , де чσ – фотоелектричний ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 141 перетин частинки. Коефіцієнт каскадного розмноження за порядком величини можна оцінити за формулою (4), де Е – енергія фотона, однак при ≤E 35 еВ слід покласти 0=I . Системи еволюційних рівнянь типу (1) - (3) аналізувалися в багатьох роботах – як у спрощеному варіанті [14 - 16], так і в загальному вигляді [11]. Особливо важливими є стаціо- нарні розв’язки, для яких 0=dtdN j , 0=± dtdn , і система рівнянь (1) - (3) стає системою алгебричних рівнянь. Як правило, такі розв’язки збігаються з асимптотичними значеннями еволюційних розв’язків при ∞→t і мають важливе фізичне значення (оскільки частo асимп- тотика досягається дуже швидко). У загальному стаціонарні розв’язки розраховуються чисельно. Корисно, однак, розглянути кілька граничних випадків, для яких знайдено аналі- тичні розв'язки: 1) якщо радіоактивність настільки мала, що ZIq η>> , то частинки набувають слабкого від’ємного заряду nZ bb j /2 )/ln( + = −+ λ , де α/qnnn ≈≈≈ −+ , якщо 22Zq βα >> , і )/( Zqn β≈ , якщо 22Zq βα << ; тут )0(1 =≈ ± jjββ ; 2) якщо 2/ βηαIZ > , то велика концентрація біполярних іонів, породжених β-електронами, нейтралізує частинки внаслідок рекомбінації, так що 0≈j ; 3) якщо концентрація аерозолю є меншою від так званої рекомбінаційної границі, тобто 2/ βηαIZ < , то рекомбінація переважає над поглинан- ням іонів, і основна маса частинок заряджається позитивно: 12/1 0 1)2exp( /1 1 − −+ −       − −+     = j bb IZe j λ αη µ ε         <−−     ≈ −+ − 1 якщо, 2 /1 2/1 0 j bb IZe λ λ αη µ ε . (7) При досить малій концентрації 2)2/( λβαη<<Z середній заряд частинок стає великим. В усіх випадках розподіл зарядів навколо середнього значення є майже гаусcівський. Фотоефект Фотон ультрафіолетового чи рентгенівського діапазону може вибити з атомів части- нок електрони з імовірністю, що характеризується сумарним фотоелектричним перетином частинки σ. Його можна оцінити наближено як фотоперетини всіх атомів, що можуть брати участь у реакції. Коли випромінювання достатньо жорстке, то емітуються переважно К-електрони. Якщо при цьому енергія фотонів помітно менша за енергію спокою електронів, але більша від порогу поглинання, то перетин фотоефекту на К-оболонці одного атому є такий [17]: ( ) 2/7252 04 / 1373 232 επσ mcZrK ⋅ = , де м10818,2 15 0 −⋅=r – класичний радіус електрона, а Z – порядковий номер елемента. При м’якому випромінюванні важливі вклади вищих оболонок L, M, N, … (та їх під- оболонок), аж до валентної: у фотоперетин кожного атома дають внески ті оболонки, іонізаційні потенціали яких Kϕ , Kϕ , … є меншими від енергії фотона ε.: ...)()()( +−+−+−= MMLLKK σϕεθσϕεθσϕεθσ ; тут )(xθ – функція Гевісайда. Вклади оболонок Kσ , Lσ , … можна наближено обчислити [18] або взяти з таблиць [19]. За хімічною будовою речовини можна оцінити коефіцієнт ослаблення е.-м.в. τ у ній. Нехай матеріал частинки складається з суміші речовин, індекс s нумерує різні речовини суміші, а а – різносортні атоми атоми структурної одиниці речовини s. Нехай sξ – масова доля речовини сорту s у матеріялі частинки, san – кількість атомів сорту a в струк- турній одиниці речовини s, saZ та saA – порядковий номер та атомна маса атома цього сорту, sA – атомна маса структурної одиниці речовини s. Тоді коефіцієнт ослаблення за рахунок А. А. ДУВІРЯК, Ю. Г. ЯРЕМКО ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 142 фотоефекту в речовині частинки або середовища рівний [3] ∑= sa ssassa An /σξρτ , де saσ – перетин фотоефекту атома сорту a в структурній одиниці речовини s, AN - число Авогадро, ρ – густина речовини. Для UO2 густина ρ = 11 кг/м 3 . Склад ЛПВМ наближено приймаємо як 90 % SiO2 і 10 % U, з сумарною густиною ρ = 5 кг/м 3 . Для повітря з 80 % N2 i 20 % O2 густинa за нормальних умов ρ = 1,205 кг/м 3 . Виходячи з цих даних і сумуючи фотоперетини оболонок усіх атомів, отримаємо коефіцієнти ослаблення для UO2, ЛПВМ і повітря як функції від ε . Рис. 1. Коефіцієнти ослаблення для UO2, ЛПВМ (пунктир) і повітря. Рис. 2. Відношення перетинів фотоефекту частинок у рентгенівському діапазоні. На рис. 1 зображено τ(ε) для UO2 (суцільна лінія), ЛПВМ (пунктир) і повітря (крапки). Ми нехтуємо взаємодією атомів, тому в низькоенергетичній області ці результати відображають лише якісну поведінку τ(ε). Тепер сумарний перетин частинки можна оцінити як Vчч τσ = , де 3)3/4( RV π= – об’єм частинки. Насправді ця формула годиться лише для об’ємного фотоефекту, коли фотойонізація відбувається в усьому об’ємі частинки. Це має місце у випадку досить жорсткого ультрафіолетового випромінювання або рентгенівського, коли τ/1<<R . Рис. 2 ілюструє зростання фотоперетину частинок у цій області за рахунок вмісту урану. У випадку м’якого ультрафіолету фотоефект має поверхневий характер, і об’єм поверхневого шару (тобто його неекранована частина), в якому йде процес, можна оцінити як Vеф = 2πR2d, де d – товщина атомного (молекулярного) шару. Насправді перетин поверхневого фотоефекту ще менший, оскільки ослаблюється поверхневим шаром частинки, дифракцією на ній та іншими чинниками. Оцінки заряджання ультрафіолетовими та рентгенівськими променями При врахуванні процесів іонізації в повітрі та відсутності зовнішнього поля само- зарядка частинок ЛПВМ та палива внаслідок їх радіоактивності є мізерною [3]. Тому необхідно інтенсифікувати заряджання пилу, наприклад опроміненням ультрафіолетовими або рентгенівськими променями. Проаналізуємо можливий діапазон енергій фотонів, придатних для зарядки частинок. Важливо, щоб фотоефект відбувався якомога інтенсивніше на частинках і якомога слабше – у середовищі. З огляду на це можна виділити кілька можливих “вікон” у спектрі електро- магнітного випромінювання (е.-м.в.). У хорошому наближенні можна вважати, що пил складається з атомів урану, кремнію та кисню, середовище (повітря) – з атомів кисню та азоту. Розглянемо іонізаційні потенціали ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 143 валентних оболонок цих атомів: 194,6=Uϕ , 1517,8=Siϕ , 618,13=Oϕ та 534,14=Nϕ еВ. Очевидно, що в діапазоні енергій 618,13194,6 ÷=ε еВ іонізація відбувається на частинках обох сортів, але відсутня в повітрі. Цей діапазон визначає нижнє вікно у спектрі е.-м.в. Найінтенсивніший фотоефект у частинках ЛПВМ відбуватиметься біля порога 1517,8=Siϕ еВ. Оскільки в частинках є домішки, такі як алюміній, титан, хром, цирконій, цей поріг може бути й нижчим. Трохи вище від цього значення слід орієнтувати характеристики ультрафіолетового лазера. Розглянемо типовий напівпровідниковий лазер з енергією фотонів ε ≈ 8 eB, середньою потужністю P ≈ 0,1 Вт і площею перетину розгортки пучка S ≈ 0,01 м 2 [2]. Тоді густина потоку енергії L = P/S = 10 Дж/(с⋅ м 2 ). З рис. 1 випливає, що 2UOτ може сягати значення 3,5·104 м 1− , а ЛПВМτ – 4,5·104 м 1− . Тоді, враховуючи Vчч τσ = , оцінюємо максимальні фотоперетини частинок 2UOσ = 0,8·10 17− м 2 , ЛПВМσ = 3,75·10 19− м 2 і їх максимальні активності 2UOη = 63 с 1− , ЛПВМη = 3 с 1− . Тепер з неявно заданої формули (7) можемо оцінити середнє значення заряду частинок при різних їх концентраціях та активностях. Для частинок UO2 ці залежності дані на рис. 3, для ЛПВМ – на рис. 4. Для кожної концентрації існує невеликий поріг активності, нижче якого частинки не заряджа- ються. І навпаки, при заданих максимальних активностях існує максимальна концентрація, вище якої частинки не заряджаються. При вибраних вище параметрах лазера ця концентрація рівна 1,1·1016 м 3− для UO2, що відповідає запиленості 0,23 кг/м 3− , і 5,3·1015 м 3− для ЛПВМ, що відповідає запиленості 1,7 г/м 3− . Рис. 3. Заряд j частинок UO2 при різних концентраціях пилу Z та активностях частинок η. Рис. 4. Заряд j частинок ЛПВМ при різних концентраціях пилу Z та активностях частинок η. Вище 618,13=Oϕ еВ, і особливо вище 534,14=Nϕ еВ, починається інтенсивна іоніза- ція повітря. Від цих енергій до ε ≈ 0,1 кeB коефіцієнти ослаблення для пилу обох сортів і повітря співмірні, що подавляє заряджання частинок пилу. При ε ≈ 0,1 кeB з’являється скачок в 2UOτ і ЛПВМτ такий, що 20/ .2 ≈повUO ττ , 5,13/ . ≈повЛПВМ ττ , і ці відношення збільшу- ються, досягаючи значень 300/ .2 ≈повUO ττ , 30/ . ≈повЛПВМ ττ при ε ≈ 10 кeB та 4 . 104/ 2 ⋅≈повUO ττ , 3 . 102/ ⋅≈повЛПВМ ττ при ε ≈ 120 кeB. Тому інший можливий діапазон зарядки починається з ε ≈ 0,1 кeB і лежить в області рентгенівських променів. З огляду на технічні труднощі та радіаційну безпеку варто обмежитися кількома кeB, орієнтуючись на існуючі джерела, наприклад фірми Hamamatsu Photonics Ltd (3,5 - 9,5 кeB) [20, 21]. Верхня межа визначається ефективністю самого фотоефекту: значення 2UOτ і ЛПВМτ швидко А. А. ДУВІРЯК, Ю. Г. ЯРЕМКО ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 144 спадають із ростом ε, особливо вище порога фотоемісії електронів із К-оболонки, для іонізації яких потрібна енергія Ry(Z-1) 2/2 [17], що для урану становить > 100 кeB. Тому верхня межа – не більше 100 - 200 кeB. Слід вибирати енергію фотонів якомога ближче (зверху) до енергії іонізації однієї з нижніх оболонок урану або кремнію. Тоді енергія фото- електронів буде недостатньою для породження біполярних іонів у повітрі (І – мале), що збільшує зарядку частинок. В іншому разі необхідно усувати біполярні іони з області заряд- ки, наприклад за допомогою сильного електричного поля. Воно ж може використовуватися для вловлювання самих заряджених частинок аерозолю. Для цього, зокрема, можна викори- стати різницю в характерних періодах утворення біполярних іонів та зарядки аерозолю. Вплив однорідного електростатичного поля на баланс зарядів При включенні електростатичного поля втрата іонів та заряджених частинок буде відбуватися також і на електродах. Щосекунди струм виносить з прямокутної камери об’ємом lSV ×= на електроди (площею S) eSi /± іонів; тут Ebenveni ±±±±± == – густина струму додатних (від’ємних) іонів, ±v – їхня швидкість, а E – напруженість поля. Отже, рівняння балансу іонів (2), (3) модифікуються як lEbnqnnZINn dt dn j jj /1 ++−++ + −+−+−= ∑ αηβ , (8) lEbnqnnZINn dt dn j jj /)1(1 −−−+−− − −+−++−= ∑ αηβ , (9) де l – відстань між електродами. Аналогічно певна кількість заряджених пилових частинок також може розрядитись на електродах; вона рівна eSij / для частинок заряду j, де jjj veNi = – густина створюваного ними струму, а jv – їхня швидкість. Цю швидкість можна визначити із закону Стокса: jRvjeEF πµ6== , де м/cH1086,1 25 ⋅⋅= −µ – динамічна в’язкість повітря. Тоді рівняння балансу заряджених частинок (1) стають ( ) lEbNNNNnNnNnNn dt dN jjjjjjjjjjjj j /111111111 −−+−+−= −−−+−+−+−+− ηββββ , (10) де )6/( Rjebj πµ= – рухливість наночастинок заряду j. Чисельно с)В/(см106 25 ⋅⋅⋅≈ −jbj і с)В/(см102 24 ⋅⋅⋅≈ −jbj для частинок палива та ЛПВМ відповідно, що на кілька порядків менше від рухливостей іонів. Тому останнім доданком у рівнянні (10) можна знехтувати. Процес втрати іонів та заряджених частинок на електродах робочої камери сепарацій- ного пристрою при включенні електростатичного поля приводить до зменшення концентра- ції пилу з часом до нуля. Щоб забезпечити стаціонарність процесу заряджання, можна допус- тити дві можливості: 1) частинки пилу після розрядки на електродах повертаються у камеру або 2) втрачені на електродах частинки компенсуються потоком такої ж кількості нейтраль- них частинок, що надходять у камеру. Обидві можливості враховуються рівнянням (10), яке для нейтральних частинок (j = 0) набуває вигляду ( ) lEbNNNNnNnNnNn dt dN jjj /01010111010111 0 ∑+−+−+−= −−−−−+−+− ηββββ . (11) Отже, сумарна концентрація частинок ∑= j jNZ є інтегралом руху системи (8) - (11). У випадку заряджання опроміненням ультрафіолетового діапазону з енергією фотонів 618,13<ε eB іонізація повітря фотоелектронами практично не відбувається. Тому коефіцієнт розмноження фотонів І = 0. Крім того, можна знехтувати впливом слабкої фонової іонізації повітря на інтенсивну фотоіонізацію частинок і покласти q = 0. Тоді рівняння (8) допускає ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 145 нульову концентрацію аніонів 0=+n . Цей розв’язок є стійким і сумісним з рештою рівнянь балансу, яких усе ж залишається нескінченна кількість. Для подальшого спрощення цієї системи перейдемо від нескінченної кількості змінних jN до двох – середнього заряду ∑= j j ZjNj / та сумарної концентрації частинок Z (яка є сталим параметром). У цих термі- нах баланс зарядів описується двома рівняннями: ZlEbZn dt dn j ηβ ++−= −−− − )/( 1 , (12) ηβ ++−= −− lEbjn dt jd jj /1 . (13) Зауважимо, що за відсутності поля (E = 0) система (12) - (13) допускає інтеграл руху −−= nZjρ (повну концентрацію зарядів). Якщо в початковий момент (t = 0) зарядів не було, то ρ = 0 (електронейтральність зберігається). Коли E = 0, рівняння (12) - (13) інтегруються в квадратурах, а розв’язки асимптотично прямують до стаціонарної точки. Залежності асимп- тотичного значення середнього заряду від концентрації та активності частинок UO2 та ЛПВМ добре узгоджуються з результатами, отриманими на основі вихідної системи рівнянь (1) - (3) і наведеними на рис. 3 та 4. У загальному випадку ( 0≠E ) ρ не зберігається (заряди стікають на електроди), і система (12) - (13) не є точно інтегровною. Її аналіз показує, що й у цьому випадку розв’язки асимптотично прямують до стаціонарних значень. Проте тепер вони забезпечують баланс струмів −−= bnZbj j , а не електронейтральність. Завдяки тому, що рухливість частинок jb набагато менша від рухливості іонів −b , частинки можуть досягати значно більшого заряду, ніж у попередньому випадку. Це проілюстровано на рис. 5 і 6, де представлено залежність j від активності η та E/l (у В/м2), де Е – напруженість електростатичного поля, а l – відстань між електродами. Хоча час досягнення асимптотичного заряду tас → ∞, однак менший заряд досягається досить швидко. На рис. 7 і 8 представлено залежність часу (у секундах) досягнення 90 % величини асимптотичного заряду частинок UO2 та ЛПВМ від η та E/l. Рис. 5. Заряд j частинок UO2 при різних напруженостях електростатичного поля E та активностях частинок η. Рис. 6. Заряд j частинок ЛПВМ при різних напруженостях електростатичного поля E та активностях частинок η. А. А. ДУВІРЯК, Ю. Г. ЯРЕМКО ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 146 Рис. 7. Час заряджання t частинок UO2 при різних напруженостях електроста- тичного поля E та активностях частинок η. Рис. 8. Час заряджання t частинок ЛПВМ при різних напруженостях електроста- тичного поля E та активностях частинок η. Коагуляція Заряджання аерозолів задля пришвидшення їхньої коагуляції широко використовує- ться в процесах синтезу нових матеріалів та в індустріальному обладнанні, призначеному для утилізації шкідливих домішок та забруднень [4]. У [7], де вивчається коагуляція радіоактив- них аерозолів, відзначено, що “коагуляція та осаджування аерозолю, утвореного внаслідок аварії на атомній станції, є ключовими для мінімізації впливу радіоактивності на навколишнє середовище”. Відомо [4 - 7], що інтенсивність броунівської коагуляції субмікронного аеро- золю (у рідкому чи твердому агрегатному станах) із нейтральним рідинним аерозолем мік- ронного розміру значно зростає, коли наночастинки несуть хоча б один елементарний заряд. Згідно з [6], де розглядаються процеси утворення грозових хмар у тропічних широтах, концентрація частинок інертного аерозолю повинна бути щонайменше 35см10 − , аби коагуля- ція була ефективною. У [7] часовий інтервал, характерний для цього стохастичного процесу, пропонується оцінювати так званим періодом агломерації ZZkB аг 15105.11 ⋅==τ у секундах, де Z – концентрація частинок нейтрального аерозолю у 3м− . Очевидно, що для концентрацій на рівні 31211 м1010 −÷ , як це пропонується в [6], час агломерації набагато більший за часові проміжки, характерні для процесів заряджання субмікронних частинок (див. рис. 7 і 8). Тому зарядовий розподіл субмікронного аерозолю апроксимується розподілом гауссівського типу із стандартним відхиленням [7] q+= λ σ 2 1 , де q – середній заряд пилинок, а λ означене в рівнянні (6) (і рівне 38,0 для частинок ядерного палива та 15,1 для ЛПВМ). У нейтральному аерозолі інтенсивність процесу броунівської коагуляції визначається ядром коагуляції ( ) ( )( )212121 4, RRDDRRKB ++= π , тут R1 та R2 - радіуси двох сферичних частинок аерозолю; a a R kT D πµ6 = - коефіцієнт дифузії; µ – в’язкість повітря. У випадку заряджених сфер цих самих розмірів ядро коагуляції вигля- дає як [7] ( ) ( ) )(,,;, 212211 ' YfRRKjRjRK BB = , ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 147 де зарядова поправка рівна 1exp )( − = Y Y Yf . Аргумент цієї функції ( ) ( )21 2121 70,16, RRT jj kT RR Y c + == ϕ , (тут 1R і 2R - у мкм, T – у oK ) дорівнює відношенню кулонівського потенціалу двох сферичних зарядів 1j та 2j (в одиницях елементарного заряду) до теплової енергії. Для двох заряджених аерозолів із зарядовим розподілом )( 11 RN j та )( 22 RN j сумар- на зарядова поправка дорівнює ( ) ( ) ( ) ∑ ∑∑≠⋅ − += 021 21 ' 21 2 21 1 21 1)( 1 , , jj j jj j jj B B NN YfNN RRK RRK для сферичних частинок з радіусами R1 та R2. Порахуємо зарядові поправки до ядра коагуляції рідкого аерозолю із середнім розмі- ром крапель 1 мкм із субмікронним пиловим аерозолем ядерного палива та частинок ЛПВМ. Покладемо, що зарядовий розподіл крапельок гауссівський із максимумом у 300 елемен- тарних зарядів та стандартним відхиленням σa = 2. Гістограми для ядерного палива (двооки- су урану) та частинок ЛПВМ візьмемо з експериментальної роботи [1], де досліджувалось явище спонтанного вильоту наночастинок (пилоутворення) з поверхні відповідних зразків. Будемо вважати пилинки зарядженими ультрафіолетовим випромінюванням до величин, отриманих у розділах "Фотоефект" та "Оцінки заряджання ультрафіолетовими та рентгенів- ськими променями" (зарядові розподіли представлено на рис. 3 та 4). Виявилось, що заряд- жання аерозолей суттєво пришвидшує процес коагуляції (осаджування пилинок на крапель- ках води). Так, для частинок двоокису урану зарядова поправка становить від 580 (для пилинок діаметром 150 нм, максимум гістограми) до двох, двох з половиною тисяч для пилинок 250 - 300 нм (табл. і 2). Заряджена пилова частинка, “поглинута” краплинкою аерозолю, не може її покинути через протидію поверхневої плівки краплини. Так, сила Н1003,1 8−⋅ , з якою плівка діє на пилинку 2UO діаметром нм 30 , набагато більша за гравітаційну ( Н1053,1 15−⋅ ) та за електро- статичну Н1026,5 11−⋅ , з якою поле мВ101,1 7⋅ діє на частинку, що несе 30 елементарних зарядів. Таблиця 1. Зарядові поправки до ядра броунівської коагуляції заряджених наночастинок ЛПВМ з сильно зарядженим рідким аерозолем мікронного діапазону d, нм 40 50 60 90 100 110 120 130 150 220 N(d) 0,097 0,195 0,214 0,117 0,026 0,074 0,026 0,026 0,026 0,006 K’ B/KB 150 590 1100 1980 600 2270 1015 1280 1930 1440 Таблиця 2. Зарядові поправки до ядра броунівської коагуляції заряджених наночастинок UO2 з сильно зарядженим рідким аерозолем мікронного діапазону d, нм 75 100 125 150 175 200 225 250 275 300 N(d) 0,018 0,045 0,045 0,063 0,116 0,071 0,045 0,028 0,045 0,037 K’ B/KB 23 130 247 582 1672 1500 1320 110 2316 2400 Важливо відзначити, що згідно з [7] коагуляція мікронного аерозолю, частинки якого стали зарядженими внаслідок поглинання субмікронних пилинок, припиняється. Електроста- тична сил, необхідна для ефективної маніпуляції зарядженими у такий спосіб краплинками, зростає у сім разів. Тому їх краще утилізовувати, використовуючи мікропористі фільтри. А. А. ДУВІРЯК, Ю. Г. ЯРЕМКО ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 148 Висновки 1. Унаслідок радіоактивності пилу він може заряджатися. Однак помітного заряду частинки пилу можуть набувати лише при дуже малих концентраціях. Тому необхідно інтенсифікувати зарядку пилу, наприклад опроміненням ультрафіолетовими або рентгенівсь- кими променями. 2. Можливий діапазон енергій фотонів, придатних для заряджання частинок, складає- ться з двох вікон. Перше вікно – у близькій ультрафіолетовій області, у межах 618,13194,6 ÷=ε еВ. Тут іонізація відбувається на частинках як ЛПВМ, так і палива, але відсутня в повітрі. Найінтенсивніший фотоефект у частинках ЛПВМ відбуватиметься біля порога 1517,8=Siϕ еВ. Він може бути й нижчим, якщо в частинках є домішки, такі як алюмі- ній, титан, хром, цирконій. При параметрах напівпровідникового лазера - 1517,8=ε еВ, потужність P ≈ 0,1 Вт і площа розгортки пучка S ≈ 0,01 м 2 - максимальна концентрація пилу, при якій відбувається зарядка, 1,1·1016 м 3− для UO2, що відповідає запиленості 0,23 кг/м 3− , і 5,3·1015 м 3− для ЛПВМ, що відповідає запиленості 1,7 г/м 3− . 3. Друге вікно – у м’якій рентгенівській області 101,0 ÷=ε кеВ. Тут інтенсивність фотоефекту значно нижча, ніж у першому вікні. Слід вибирати енергію фотонів якомога ближче (зверху) до енергії іонізації однієї з нижніх оболонок урану або кремнію. Тоді фотоефект у частинках значно інтенсивніший, ніж у повітрі, що збільшує зарядку частинок. Можна орієнтуватися на існуючі джерела рентгенівського випромінювання, наприклад фірми Hamamatsu Photonics Ltd (3,5 - 9,5 кeB). 4. Електростатичне поле, прикладене до аерозолю пилових частинок, усуває з камери пристрою мобільні катіони, що розряджаються на електродах набагато інтенсивніше, ніж менш мобільні пилові частинки. Нейтралізація пилових частинок катіонами уповільнюється, і заряди пилинок зростають. Час заряджання частинок спадає з ростом як інтенсивності опромінення, так і напруженості прикладеного поля. При цьому зростає потік пилинок через зарядну камеру. 5. Заряджання субмікронних пилових частинок значно збільшує інтенсивність їх коагуляції з частинками рідкого зарядженого аерозолю мікронного діапазону. Частинки надійно утримуються всередині краплинок силами поверхневого натягу; коагуляція зарядже- ного у такий спосіб мікронного аерозолю припиняється. Явище коагуляції можна було б використати для утилізації частинок ЛПВМ та UO2. Слід ураховувати, що час агломерації, що характеризує динаміку цього стохастичного процесу, набагато більший за часові про- міжки, характерні для процесів заряджання субмікронних частинок та тривалість їхнього перебування у робочій камері компактного сепараційного пристрою. СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ 1. Baryakhtar V., Gonchar V., Zhidkov A., Zhydkov V. Radiation damages and self-sputtering of high- radioactive dielectrics: spontaneous emission of submicronic dust particles // Condensed Matter Physics. – 2002. – Vol. 3(31). – P. 449 - 471. 2. Gu Zh., Schill R. A. Novel quasi-electrostatic air filter: A single-particle study // J. Electrostatics. – 1997. – Vol. 39. – P. 203 - 230. 3. Дувіряк А.А., Яремко Ю. Г. З’ясування можливих механізмів зарядки радіоактивних пилових частинок об’єкту “укриття”. - Львів, 2003. – 16 c. - (Препр. / НАН України. Ін-т фізики конденсованих систем; ICMP-03-10U). 4. Park S.H., Lee K.W., Shimada M., Okuyama K. Coagulation of bipolarly charged ultrafine aerosol particles // J.Aerosol Sci. – 2005. - Vol. 36. – P. 830 - 845. 5. Rosinski J., Werle D., Naganato C.T. Coagulation and scavering of radioactive aerosols // J. Colloid Inter. Sci. – 1962. – Vol. 17. – P. 703 - 716. 6. Dharnorkar S., Kamra A.K. Effect of coagulation on the asymmetric charging of aerosols // Atmospheric Research. – 2003. – Vol. 66. – P. 159 - 173. ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 149 7. Clement C. F., Clement R. A., Harrison R. G. Charge distribution and coagulation of radioactive aerosols // J. Aerosol Sci. – 1995. –Vol. 26. - P. 1207 - 1225. 8. Romay F. J., Pui D. Y. H. Free electron charging of ultrafine aerosol particles // J. Aerosol Sci. – 1992. - Vol. 23. – P. 679 - 692. 9. Gentry J., Brock J. R. Unipolar diffusion charging of small aerosol particles // J. Chem. Phys. – 1967. – Vol. 47. – P. 64 - 69. 10. Emets E. P., Kascheev V. A., Poluektov P.P. Statistics of aerosol electric charging // J. Aerosol Sci. – 1993. – Vol. 24. – P. 867 - 877. 11. Clement C. F., Harrison R. G. The charging of radioactive aerosols // J. Aerosol Sci. – 1992. – Vol. 23. – P. 481-504 12. Clement C. F., Harrison R. G. Enhanced localized charging of radioactive aerosols // J. Aerosol Sci. – 2000. – Vol. 31. – P. 363 - 378. 13. Довгалюк Ю.А., Ивлев Л.С. Физика водных и других атмосферных аэрозолей. - Л.: Изд-во Лен. ГУ, 1977. 14. Васильева Н. Л., Седова Г. Л., Черный Л. Т. Модель бета-активных аэрозолей и методы расчета их электризации и ионизации // Коллоидный журнал. – 2001. - T. 63. – C. 161 - 164. 15. Yeh H.-Ch. A theoretical study of electrical discharging of self-charging aerosols // J. Aerosol Sci. – 1976. – Vol. 7. – P. 243 - 349. 16. Reed L. D., Jordan H., Gieseke J. A. Charging of radioactive aerosols // J. Aerosol Sci. – 1977. – Vol. 8. – P. 457 - 463. 17. Колпаков П. Е. Основы ядерной физики. – М.: Просвещение, 1969. 18. Бете Г., Солпитер Э. Квантовая механика атомов с одним и двумя электронами. - М.: ГИФМЛ, 1960. 19. Rakavy G., Ron A. Atomic photoeffect in the range γE = 1 - 2000 keV // Phys. Rev. – 1967. – Vol. 159. – P. 50 - 56. 20. Kulkarni P., Namiki N., Otani Y., Biswas P. Charging of particles in unipolar coronas irradiated by in- situ soft X-rays: enhancement of capture efficiency of ultrafine particles // J. Aerosol Sci. – 2002. – Vol. 33. – P. 1279 - 1296. 21. Lee H. M., Kim C.S., Shimada M., Okuyama K. Bipolar diffusion charging of aerosol nanoparticle mesurement using a soft X-ray charger // J. Aerosol Sci. – 2005. – Vol. 36. – P. 813 - 829. Надійшла до редакції 15.06.07 А. А. ДУВІРЯК, Ю. Г. ЯРЕМКО ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 150 15 ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ЗАРЯДКИ ПЫЛЕВЫХ ЧАСТИЦ ДЛЯ УТИЛИЗАЦИИ РАДИОАКТИВНЫХ ОТХОДОВ ОБЪЕКТА "УКРЫТИЕ" А. А. Дувиряк, Ю. Г. Яремко Оценена интенсивность самозарядки субмикронных топливных пылевых частиц и частиц лавообразных топливосодержащих материалов (ЛТСМ) вследствие β-активности. Анализируется возможность интенсификации зарядки частиц под действием ультрафиолетового и рентгеновского облучения. Указаны параметры облучения, оптимальные для зарядки пыли. Моделирутся динамика зарядки субмикронных топливных пылевых частиц и частиц ЛТСМ под действием ультрафиоле- тового лазерного излучения. Оценено время зарядки частц. Показано, что сильное электростатиче- ское поле может интенсифицировать процесс зарядки. Исследована коагуляция пылевых частиц с заряженным жидким аэрозолем микронного диапазона. 15 EMPLOYING PHOTOELECTRIC CHARGING OF DUST PARTICLES IN DISPOSAL IN “UKRYTTA” OBJECT RADIOACTIVE WASTE A. А. Duviryak, Yu. G. Yaremko Intensity of self-charging of submicrometer fuel dust particles and particles of lava-like fuel- containing materials (LFCM) due to β-activity is evaluated. Possibility of intensification of charging of dust particles under the influence of UV and X radiation is studied. Optimal radiation exposure parameters for particle charging are established. The dynamics of charging of submicrometer fuel dust particles and LFCM particles under the influence of UV laser irradiation is modelled. The duration of particle charging is evaluated. It is shown that strong electrostatic field can stimulate the charging process. Coagulation of charged dust particles with charged liquid micrometer-sized aerosol is analyzed. Шановні автори! Будь ласка, уважно вичитайте статтю та внесіть правку в дану версію статті. Рисунки - чорно-білі! Написи на рисунках мають бути мовою видання - укр. (в індексах формул також), шрифт на них 11 пт. світлий, одиниці вимірювання пишуть через кому (а не в дужках), прямим шрифтом, від числа або позначення відділяються одним пропуском. Позначення осей та підписи рисунків треба винести за поле рисунка; зробіть уніфікацію всіх рисунків. Секунда - с, година - год, хвилина - хв тощо! Слова "йон" немає, тільки іон! У числах десяті відділяють комою, а не крапкою. Знак множення позначають крапкою на середній лінії, а косий хрест як знак множення - при позначенні розмірів (габаритів) та при перенесенні формули з одного рядка на другий. У списку літератури, якщо авторів більше п'яти, зазначають перших трьох авторів, а потім пишуть "та ін.". Виділене жовтим (як приклад) перевірте, після правки жовтий колір зніміть. Виправлену верстку треба повернути терміново з вашим дозволом на публікацію. З повагою, редакція. Шановна редакціє! Щиро вдячні Вам за можливість опублікування нашої статті у журналі “Проблеми безпеки атомних електростанцій i Чорнобиля”. Повертаємо виправлений рукопис, у якому ми врахували усі Ваші зауваження. Щодо слова "йон", то його ми запозичили із словника: “Російсько-український словник з хемії та хемічної технології”, М. Ганіткевич, А. Зелізний. Львів, в-во “Львівська політехніка” 1993. Просимо вибачення, що не зуміли забрати жовтий фон, бо не знаємо як. З повагою, автори. ВИКОРИСТАННЯ ФОТОЕЛЕКТРИЧНОГО ЗАРЯДЖАННЯ ________________________________________________________________________________________________________________________ ПРОБЛЕМИ БЕЗПЕКИ АТОМНИХ ЕЛЕКТРОСТАНЦІЙ І ЧОРНОБИЛЯ ВИП. 8 2007 151 Справка об изданиях в редакции ИПБ АЭС Коврижкин Ю.Л., Комаров Ю.А., Пышный В.М., Скалозубов В.И., Фольтов И.М. Оптимизация планирования ремонтов и испытаний систем безопасности атомных станций на основе риск-ориентированных подходов / НАЭК "Энергоатом". Монография. Под ред. Скалозубова В.И.- 383 с. Была издана в Одессе в 2006 г. в изд-ве "ТЭС". Хотят добавить тираж. У нас в редакции находится оригинал-макет книги (передал Скалозубов В. И.) и диск с книгой и обложкой. Торопят с изданием (звонил Комаров Ю.А.). Агейкина Е.С., Зарицкий Н.С., Коврижкин Ю.Л., Скалозубов В.И. Управление старением и продление срока эксплуатации оборудования энергоблоков АЭС / НАН Украины. ИПБ АЭС НАН Украины. Монография. Под ред. Скалозубова В.И.- 334 с. - Чернобыль, 2007. Есть оригинал-макет книги. Дискеты нет. Скалозубов В.И. просил пока издание отложить. Билей Д.В., Комаров Ю.А., Ключников А.А., Скалозубов В.И. Развитие и оптимизация контроля атомных электростанций с ВВЭР / НАН Украины. ИПБ АЭС НАН Украины. Монография. Под ред. Скалозубова В.И. - 505 с. - Чернобыль, 2007. Рукопись на формате А4. Диск. Нужно редактировать (?). 23.08.07

Використання фотоелектричного заряджання пилових частинок для утилізації радіоактивних відходів об’єкта “Укриття”

Репозитарії

Схожі ресурси