Fusion nucléaire

Énergie de liaison par nucléon des isotopes les plus courants, en fonction du nombre de masse.

La masse d'un noyau atomique est inférieure à la somme des masses des nucléons qui le composent. Ce défaut de masse est assimilable à une énergie de liaison selon l'équivalence masse-énergie ; il est nul pour le protium (¹H, soit un proton seul), croît avec le nombre de masse (le nombre de nucléons) — très vite puis plus lentement — jusqu'au fer 56 (⁵⁶Fe), puis décroît lentement (voir figure ci-contre). Si une réaction nucléaire parvient à combiner des noyaux légers en noyaux plus lourds, il est libéré sous forme d'énergie cinétique des produits de la réaction[24]. Cette énergie cinétique, dégradée en chaleur par collisions entre particules, peut alimenter une machine thermique (des turbines, en particulier) et produire de l'électricité.

Une réaction de fusion nucléaire nécessite que deux noyaux atomiques s’interpénètrent. Il faut pour cela que les noyaux surmontent l'intense répulsion due à leurs charges électriques toutes deux positives (phénomène dit de « barrière coulombienne »). Si l’on appliquait uniquement les lois de la mécanique classique, la probabilité d’obtenir la fusion des noyaux serait très faible, en raison de l’énergie cinétique microscopique (correspondant à l’agitation thermique) extrêmement élevée nécessaire au franchissement de la barrière. Cependant, la mécanique quantique prévoit, ce qui se vérifie en pratique, que la barrière coulombienne peut également être franchie par effet tunnel, à des énergies plus faibles.

Les énergies nécessaires à la fusion restent très élevées, correspondant à des températures de plusieurs dizaines ou même centaines de millions de degrés Celsius selon la nature des noyaux (voir plus bas : plasmas de fusion). Au sein du Soleil, par exemple, la fusion de l’hydrogène aboutit, par étapes, à produire de l’hélium, à des températures de l’ordre de quinze millions de kelvins (mais suivant des schémas de réaction différents de ceux étudiés pour la production d’énergie de fusion sur Terre). Dans certaines étoiles plus massives, des températures plus élevées permettent la fusion de noyaux plus lourds.

Fusion nucléaire : un noyau de deutérium et un noyau de tritium fusionnent en un noyau d'hélium.

Lorsque deux noyaux fusionnent, le noyau résultant se retrouve dans un état instable et doit revenir à un état stable d’énergie plus faible, en éjectant une ou plusieurs particules (photon, neutron, proton, noyau d’hélium, selon le type de réaction). L’énergie excédentaire se répartit entre le noyau et les particules émises, sous forme d’énergie cinétique.

Dans une perspective d'exploitation commerciale, pour que la fusion puisse être énergétiquement rentable, il est nécessaire que l’énergie produite soit supérieure à l’énergie consommée pour l’entretien des réactions et par pertes thermiques vers le milieu extérieur. Dans les réacteurs à fusion, il faut ainsi éviter tout contact entre le milieu de réaction et les matériaux de l’environnement, ce que l’on réalise par un confinement immatériel (magnétique ou inertiel).

Au cours de la fusion nucléaire de l'hydrogène au sein des étoiles, il se dégage d’un seul gramme d’hydrogène à peu près la même quantité d’énergie que celle produite par la combustion de huit tonnes de pétrole ou de onze tonnes de charbon[25].

Les réactions de fusion qui dégagent le plus d’énergie sont celles qui impliquent les noyaux les plus légers, leur défaut de masse étant plus important. La réaction la plus exothermique est la fusion de quatre noyaux de protium (¹H, l'isotope d'hydrogène le plus abondant) en un noyau d'hélium 4 (⁴He, l'isotope d'hélium le plus abondant), et c'est elle qui se produit au cœur des étoiles de la séquence principale (dont le Soleil). Malheureusement, elle exige des températures et des pressions qu'on n'a aucun espoir d'atteindre sur Terre dans un futur proche.

La plupart des projets actuels de fusion nucléaire visent donc à exploiter la fusion du deutérium (²H ou D). Cet isotope de l'hydrogène est relativement peu abondant (0,015 % des atomes de l'hydrogène naturel), mais il est facile à extraire de l'eau de mer, qui en constitue donc un gisement pratiquement inépuisable. Les principales réactions de fusion du deutérium sont :

2 1D	+ 2 1D	⟶ 3 2He	(0,82 MeV)	+ 1 0n	(2,45 MeV) ;
2 1D	+ 2 1D	⟶ 3 1T	(1,01 MeV)	+ 1 1p	(3,03 MeV) ;
2 1D	+ 3 1T	⟶ 4 2He	(3,52 MeV)	+ 1 0n	(14,1 MeV) ;
2 1D	+ 3 2He	⟶ 4 2He	(3,67 MeV)	+ 1 1p	(14,7 MeV).

La réaction privilégiée dans ces projets est 2
1D + 3
1T ⟶ 4
2He + 1
0n, qui a le mérite de réclamer des températures et des pressions réalisables. Elle présente néanmoins deux inconvénients[26] :

• elle consomme du tritium, extrêmement peu abondant dans la nature, coûteux à produire (par une réaction nucléaire, typiquement en bombardant du lithium par des neutrons) et radioactif (période de 12,32 ans). Dans certains projets, le tritium est produit dans le réacteur lui-même ;
• elle produit des neutrons, qui peuvent rendre radioactifs les matériaux du réacteur. On peut cependant exclure, lors de la conception des réacteurs, les matériaux dont les isotopes peuvent être transmutés en radioisotopes difficilement gérables.

Un autre projet, celui de TAE Technologies (en), fait appel à la réaction 1
1p + 11
5B ⟶ 3 4
2He, qui a le mérite de n'utiliser que du combustible disponible en abondance et de ne pas produire de neutrons, mais nécessite des températures dix fois plus élevées (environ un milliard de kelvins)[26] - [alpha 2].

Dans ces configurations, les particules composant le plasma suivent une trajectoire dépendant de leurs propriétés magnétohydrodynamiques et des lignes d'un champ magnétique engendré par le plasma lui-même ou par des aimants. Les particules reviennent ainsi à leur position initiale (configuration fermée) ou suivent un chemin les amenant à sortir du dispositif (configuration ouverte).

Un stellarator des années 1970, le Wendelstein IIb, exposé à l'Institut Max-Planck de physique des plasmas de Greifswald.

Le tokamak est le candidat favori au développement d'une centrale de production d'électricité par fusion contrôlée[27]. Il fonctionne selon le principe d'un échange de chaleur et d'un fluide caloporteur.

Dans un premier temps, il s'agit de démontrer, avec le réacteur expérimental ITER, que l'énergie produite par les réactions de fusion est supérieure à l'énergie consommée pour maintenir le plasma en conditions.

Les tokamaks sphériques sont des dispositifs de confinement magnétique de plasma permettant de réaliser des réactions de fusion de nucléons de manière beaucoup plus efficace que les tokamaks traditionnels toriques.

Les expérimentations actuelles confirment le potentiel des tokamaks sphériques. Tous les marqueurs d’efficience sont d’un ordre dix fois supérieur au tokamak traditionnel[28] - [29] - [30].

Dans un stellarator, le confinement du plasma est entièrement réalisé par un champ magnétique hélicoïdal engendré par l'arrangement complexe de bobines autour du tore[31]. L'objectif est de maîtriser la trajectoire de chaque particule, ce qui est impossible dans un tokamak traditionnel torique en raison de la géométrie du tore : pour réaliser un tour, les particules du côté intérieur au tore parcourent une distance plus petite que celles du côté extérieur au tore. Exemple de stellarator : le Wendelstein 7-X.

De forme sphérique, le sphéromak suit un principe d’auto-organisation du plasma grâce à ses propriétés magnétohydrodynamiques. Le flux de plasma, par sa forme, engendre un champ magnétique qui à son tour le renforce et le stabilise. Certains dispositifs sont des hybrides de sphéromak et de tokamak sphérique (ex. : Proto-Sphera[32] - [33]).

La startup canadienne General Fusion, qui développe à Vancouver un prototype de sphéromak avec le soutien d'investisseurs, dont le gouvernement britannique et Jeff Bezos[34], annonce le 17 juin 2021 qu'elle construira de 2022 à 2025 son premier démonstrateur sur le campus de l'Autorité britannique de l'énergie atomique à Culham, à l'ouest de Londres. La puissance de la centrale sera de 115 MW[35].

Les dispositifs à piège à miroirs magnétiques et field-reversed configuration (en) (FRC)[36] - [37] pourraient être utilisés pour la propulsion spatiale de type électrique.

Divers moyens sont à la disposition des physiciens de la fusion pour chauffer le plasma de deutérium et de tritium.

Un premier moyen est constitué par un système permettant d’engendrer un intense courant électrique au sein du plasma. Dans la mesure où des électrodes pollueraient le plasma, les chercheurs induisent ce courant grâce à un champ magnétique variable, soit croissant, soit décroissant. Ainsi, le courant induit possède des limites.

Il est aussi possible de chauffer le plasma au moyen d’un faisceau d’atomes neutres. Ces derniers sont, dans un dispositif distinct, ionisés pour pouvoir être accélérés par un champ électrique. Ils sont ensuite neutralisés par rattachement de leurs électrons, puis injectés dans le plasma. Ces atomes doivent nécessairement être neutres, puisque des ions seraient déviées par le champ de confinement et ne seraient pas en mesure d’accéder au centre du plasma. Une fois au centre de ce dernier, les atomes neutres s’ionisent à nouveau et, du fait de leur excédent d'énergie cinétique par rapport à celle du tritium et du deutérium, cèdent une partie de leur énergie au milieu par des collisions. Ces atomes neutres sont eux-mêmes de tritium et de deutérium. Ils assurent donc ainsi également l’approvisionnement en combustible.

Dans cette voie, l'énergie est apportée par un faisceau de lumière laser ou bien par un faisceau de particules chargées (électrons ou ions) à une bille de combustible de quelques millimètres de diamètre. L'ionisation et le chauffage rapide de la paroi externe de la cible conduit à une expansion du plasma, à une vitesse égale à environ c/1 000, (c désignant la célérité de la lumière dans le vide, soit environ 3 × 10⁸ m/s). Il s'ensuit l'apparition d'une onde de choc centripète, qui va concentrer le combustible deutérium-tritium au centre de la cible, dans un diamètre environ dix fois plus faible que le diamètre initial. On parle d'effet fusée pour qualifier cette convergence de la masse de la cible opposée à l'expansion du plasma périphérique (principe des actions réciproques de la troisième loi de Newton). Cette compression conduit à la fois à densifier le milieu combustible (environ 1 000 fois, soit : 10×10×10), pour donner une densité nulle part accessible sur Terre, à savoir 10²⁶, et une température d'environ dix millions de degrés. Ces conditions conduisent à un nombre très important de réactions de fusion, pendant environ 10 picosecondes.

• Les machines à confinement inertiel par laser, où une microbille de deutérium-tritium enfermée dans une coquille de plastique est éclairée par de puissants lasers dont la puissance dépasse un pétawatt (exemple : Laser Mégajoule, National Ignition Facility) ; un gain de 10 entre l'énergie de fusion et l'énergie apportée par laser (environ 1,8 MJ) est attendu dans les expériences qui commenceront dans les années 2010. En 2014, les chercheurs du NIF sont parvenus à dégager le premier rendement positif (de l'ordre de 1,7 soit de 170 %) pour ce type de dispositif[38] - [39].
• Les machines à striction axiale (ou Z-pinch), où une pastille d’isotopes est comprimée par des impulsions de rayons X (exemple : Z machine (plus de deux milliards de degrés atteints) des Laboratoires Sandia). Les conditions de fusion ont été obtenues en mars 2006 dans une Z machine à confinement axial[40]. Les travaux ont commencé sur la conception d’un réacteur expérimental à impulsion utilisant ce principe.

Le tableau suivant synthétise l'état d'avancement des principaux projets de fusion nucléaire contrôlée :

Température atteinte

• T-3 ( Union soviétique), ~10 millions de degrés Celsius (1968)[48].
• TFTR ( États-Unis), ~100 millions de degrés Celsius (1985).
• TFTR ( États-Unis), ~510 millions de degrés Celsius (1995)[49].
• JT-60 ( Japon), ~522 millions de degrés Celsius (1996)[50], maximum atteint.
• JET ( Royaume-Uni), ~325 millions de degrés (1997)[51].
• KSTAR ( Corée du Sud), ~100 millions de degrés Celsius (20 s, 2020)[52] - [53].

Temps d'entretien du plasma

• T-3 ( Union soviétique), 20 millisecondes (1968)[54].
• Tore Supra ( France), 4 minutes 25 secondes (2002).
• Tore Supra ( France), 6 minutes 30 secondes (4 décembre 2003)[55].
• HL-2M ( Chine), 17 minutes 36 secondes (31 décembre 2021)[56].

Énergie et puissance de fusion nucléaire

• JET ( Royaume-Uni), 59 MJ en 5 secondes en février 2022[57], battant le record antérieur : 22 MJ en 5 secondes, puissance maximale atteinte de 16 MW, en octobre 1997[58].

À la température à laquelle la fusion est susceptible de se produire, la matière est à l’état de plasma. Il s’agit d’un état de la matière première dans lequel les atomes ou les molécules forment un gaz ionisé. Un ou plusieurs électrons du nuage électronique qui entourent chaque noyau ont été arrachés, laissant des ions chargés positivement et des électrons libres, l’ensemble étant électriquement neutre.

Dans un plasma thermique, la grande agitation des ions et des électrons produit de nombreuses collisions entre les particules. Pour que ces collisions soient suffisamment violentes et entraînent une fusion, trois grandeurs interviennent : la température T, la densité N et le temps de confinement τ.

Le critère de Lawson établit que le rapport entre l’énergie produite et l’énergie perdue doit atteindre un certain seuil pour que le système soit rentable. L’ignition se produit à un stade plus élevé de production d’énergie, encore impossible à créer dans les réacteurs actuels. Il s’agit du seuil à partir duquel la réaction est capable de s’auto-entretenir. Pour la réaction deutérium-tritium, ce seuil est de 10¹⁴ s/cm³[59].

Fusion du deutérium et du tritium.

L’énergie de liaison des constituants provient de la force d’interaction nucléaire forte, l’une des quatre forces d’interaction fondamentales de l’Univers.

Or, l’investissement énergétique à fournir pour obtenir cette liaison est proportionnel au produit des charges électriques des deux noyaux atomiques en présence. C’est pourquoi le choix pour la fusion s’est porté sur le deutérium et le tritium, deux isotopes lourds de l’hydrogène, pour lesquels ce produit vaut 1.

L’énergie minimale à fournir pour obtenir une fusion est de 4 keV (équivalent à une température de 40 millions de kelvins) ; l’énergie cinétique libérée est alors de 17,6 MeV, répartie pour 80 % dans le neutron émis et pour 20 % dans l’hélium 4 produit.

Mais l’énergie nécessaire pour atteindre le critère de Lawson et un rendement suffisamment positif se situe vers 10 keV soit 100 millions de degrés Celsius.

La réaction « deutérium + tritium » se traduit par une émission de neutrons rapides. Ces neutrons sont impossibles à confiner électromagnétiquement, car ils ont une charge électrique nulle. Ils sont donc susceptibles d’être capturés par les noyaux d’atomes de la paroi de l’enceinte, qu’ils transmutent parfois en isotopes radioactifs (phénomène d’activation). L’activation peut à son tour s’accompagner de production de noyaux d’hélium, susceptibles de fragiliser les matériaux de structure. Elle pourrait compliquer l’usage industriel de la fusion et fait l’objet d’études avec différentes propositions de solutions (par exemple, des parois en matériaux composites, ou en alliages spécifiques de fer), mais elles nécessitent des études expérimentales difficiles à réaliser à court terme.

Les réactions générant des neutrons ne sont donc pas totalement « propres », mais sont toutefois nettement moins génératrices de déchets que les réactions de fission nucléaire et la durée de vie de ces déchets est bien inférieure à celle des produits radioactifs créés dans les centrales à fission nucléaire.

Le deutérium est naturellement présent en grandes quantités dans les océans, à hauteur de 33 g/m³[60] - [61]. Ces ressources théoriques permettraient de satisfaire la consommation d'énergie de l'espèce humaine pendant des millions d'années[62]. En effet, le deutérium contenu dans 1 m³ d'eau peut potentiellement fournir autant d'énergie que la combustion de 668 t de pétrole[63].

Le procédé d'extraction, la séparation isotopique de l'eau lourde par procédé de Girdler, est déjà industrialisé.

Le tritium est très rare dans la nature, avec environ un atome de tritium pour 10¹⁸ atomes d'hydrogène, soit 3,5 kg dans le monde[64]. Il doit donc être préparé artificiellement et assez rapidement utilisé, car sa nature d’isotope radioactif à courte durée de demi-vie fait que la moitié du tritium naturel ou artificiel produit disparaît en 12,3 ans. De plus, il est difficile à confiner, car c'est un atome si petit qu'il percole dans l'acier et peut le traverser.

1. Le tritium est actuellement produit par les centrales nucléaires (filières CANDU majoritairement), mais il pourrait rapidement manquer (en quelques décennies dès les phases d'expérimentation et premières applications)[65].
2. Une autre voie de production, choisie pour l'approvisionnement du projet ITER, est l'irradiation neutronique de lithium 6 suivant la réaction 6
   3Li + 1
   0n ⟶ 3
   1T + 4
   2He. Le neutron nécessaire est d'une énergie de l'ordre de 2,5 MeV, inférieure à celle des neutrons de fusion (14 MeV). Les réserves mondiales de lithium, estimées à 9,5 millions de tonnes sous forme de minerai, suffiraient théoriquement à garantir plus d'un million d'années de fonctionnement[62] - [66].
3. Enfin, une troisième voie de production pourrait être la régénération du tritium au cours de sa réaction de fusion. Toutefois, le bilan neutronique de celle-ci ne lui permet pas de produire son propre combustible :
   • chaque réaction de fusion consomme un atome de tritium et produit un neutron de forte énergie qui peut être dédoublé par spallation s'il bombarde un atome lourd ;
   • la production d'un atome de tritium à partir du lithium 6 nécessite un neutron.

Pour boucler le cycle de régénération du tritium, il faudrait donc qu'au moins un neutron sur deux produit dans le réacteur à fusion dédoublé par spallation convertisse deux atomes de ⁶Li en tritium ; ceci semble irréaliste. Le fonctionnement des réacteurs de fusion D + T n'est donc pas capable à lui seul d'assurer l'approvisionnement en tritium.

Si la fusion a pu être utilisée dans le domaine militaire au cœur des bombes H, il n’existe pas encore d’application civile pour la production d'électricité. Seuls des prototypes d’étude ont pu être construits, cf. section #État d'avancement des principaux projets.

Il existe quelques autres usages, comme les générateurs de neutrons.

La branche PP1 de la chaîne proton-proton prédomine dans les étoiles d’une taille similaire ou inférieure à celle du Soleil.		Le cycle carbone-azote-oxygène prédomine dans les étoiles de masse supérieure à celle du Soleil.

Le processus de fusion le plus important dans la nature est celui qui alimente les étoiles. Le résultat net est la fusion de quatre protons en une particule alpha (noyau d’hélium 4), accompagnée de la libération de deux positrons, de deux neutrinos (qui transforment deux des protons en neutrons) et d’énergie, mais diverses réactions individuelles sont impliquées selon la masse de l’étoile. Dans les étoiles de taille similaire ou inférieure à celle du Soleil, la chaîne proton-proton prédomine. Dans les étoiles plus lourdes, le cycle carbone-azote-oxygène (CNO) est le plus important. Les deux types de processus sont à l’origine de la création de nouveaux éléments dans le cadre de la nucléosynthèse stellaire. D'autres processus entrent en jeu dans les explosions d'étoiles massives en supernovas, qui mènent à la création d'éléments lourds, dans le cadre de la nucléosynthèse explosive.

Aux températures et densités du cœur des étoiles, le taux de réaction de fusion est notablement peu élevé. Par exemple, à la température (T ≈ 15 MK) et à la densité (160 g/cm³ = 160 t/m³) du cœur du Soleil, le taux de libération d’énergie est seulement de 276 μW/cm³ = 276 W/m³ — environ le quart du débit de chaleur par unité de volume d’un humain au repos[67]. Ainsi, la reproduction en laboratoire des conditions du cœur des étoiles à des fins de production d’énergie de fusion est totalement impossible à mettre en pratique. Les taux de réaction dépendant fortement de la température (exp(−E/kT)), il est nécessaire, pour atteindre des taux raisonnables de production d’énergie dans des réacteurs à fusion nucléaire, de travailler à des températures dix à cent fois plus élevées que celles du cœur des étoiles, soit T ≈ 0,1 à 1 GK (de l’ordre de cent millions à un milliard de kelvins).

Dans la fusion mise en œuvre par l’homme, rien n’impose que le combustible utilisé soit constitué de protons, et il est possible d’employer des températures plus élevées pour accéder à des réactions de plus grande section efficace. Cela implique une valeur plus faible du critère de Lawson, et donc moins d’efforts à produire pour le démarrage des réactions. La production de neutrons, qui constitue un sujet de préoccupation car elle entraine une activation radiologique de la structure du réacteur, possède en contrepartie l’avantage d’autoriser l’extraction de l’énergie de fusion ainsi que la production de tritium. Les réactions qui ne produisent pas de neutrons sont dites aneutroniques.

Pour être utilisable comme source d’énergie, une réaction de fusion doit satisfaire à plusieurs critères. Elle doit :

• être exothermique : cette condition semble évidente, mais elle limite les réactifs à la partie de la courbe des énergies de liaison correspondant aux faibles numéros atomiques Z (nombre de protons). Elle fait également de l’hélium ⁴He le produit le plus fréquent en raison de ses liaisons extrêmement étroites, bien que l’on rencontre également ³He et ³T ;
• impliquer des noyaux à Z faible : la répulsion électrostatique doit être vaincue pour que les noyaux puissent se rapprocher suffisamment pour fusionner ;
• avoir deux réactifs : à toutes les densités inférieures à celles des étoiles, la collision simultanée de trois particules est trop improbable. Dans le cas du confinement inertiel, on dépasse à la fois les densités et les températures stellaires, ce qui permet de compenser la faiblesse du troisième paramètre du critère de Lawson, la très brève durée de confinement ;
• avoir deux produits ou plus : ceci permet la conservation simultanée de l’énergie et de l’impulsion ;
• conserver à la fois les protons et les neutrons : les sections efficaces pour l’interaction faible sont trop petites.

Peu de réactions satisfont tous ces critères. Les suivantes sont celles dont les sections efficaces sont les plus grandes[68] - [69] :

(1)	2 1D	+ 3 1T	⟶ 4 2He	(3,52 MeV)	+ 1 0n (14,06 MeV)
(2a)	2 1D	+ 2 1D	⟶ 3 1T	(1,01 MeV)	+ 1 1p (3,02 MeV)	50 %
(2b)			⟶ 3 2He	(0,82 MeV)	+ 1 0n (2,45 MeV)	50 %
(3)	2 1D	+ 3 2He	⟶ 4 2He	(3,6 MeV)	+ 1 1p (14,7 MeV)
(4)	3 1T	+ 3 1T	⟶ 4 2He	+ 1 0n + 1 0n	+ 11,3 MeV
(5)	3 2He	+ 3 2He	⟶ 4 2He	+ 1 1p + 1 1p	+ 12,9 MeV
(6a)	3 2He	+ 3 1T	⟶ 4 2He	+ 1 1p + 1 0n	+ 12,1 MeV	57 %
(6b)			⟶ 4 2He	(4,8 MeV)	+ 2 1D (9,5 MeV)	43 %
(7a)	2 1D	+ 6 3Li	⟶ 4 2He	+ 4 2He	+ 22,4 MeV
(7b)			⟶ 3 2He	+ 4 2He + 1 0n	+ 2,56 MeV
(7c)			⟶ 7 3Li	+ 1 1p	+ 5,0 MeV
(7d)			⟶ 7 4Be	+ 1 0n	+ 3,4 MeV
(8)	1 1p	+ 6 3Li	⟶ 4 2He	(1,7 MeV)	+ 3 2He (2,3 MeV)
(9)	3 2He	+ 6 3Li	⟶ 4 2He	+ 4 2He + 1 1p	+ 16,9 MeV
(10)	1 1p	+ 11 5B	⟶ 4 2He	+ 4 2He + 4 2He	+ 8,7 MeV.

Pour les réactions avec deux produits, l’énergie est répartie entre eux en proportion inverse de leurs masses, comme indiqué. Dans la plupart des réactions avec trois produits, la distribution des énergies est variable. Pour les réactions qui peuvent donner naissance à plus d’un ensemble de produits, les proportions sont indiquées. Certaines réactions candidates peuvent être éliminées immédiatement[70]. La réaction D-⁶Li ne présente aucun avantage par rapport à p-¹¹B car, si elle est pratiquement aussi difficile à déclencher, elle produit considérablement plus de neutrons à travers des réactions ²D-²D annexes. Il existe également une réaction p-⁷Li, cependant sa section efficace est bien trop faible, sauf peut-être quand T_i > 1 MeV, mais à de telles températures une réaction endothermique, produisant directement des neutrons, devient très significative. Il existe enfin une réaction p-⁹Be, qui non seulement est difficile à déclencher, mais dans laquelle ⁹Be peut être aisément amené à se scinder en deux particules alphas et un neutron.

Outre les réactions de fusion, les réactions suivantes impliquant des neutrons sont importantes pour la production de tritium dans les bombes à fusion « sèches » et certains réacteurs en projet :

1 0n	+ 6 3Li	⟶ 3 1T + 4 2He	+ 4,784 MeV
1 0n	+ 7 3Li	⟶ 3 1T + 4 2He + 1 0n	– 2,467 MeV.

Pour évaluer l’utilité de ces réactions, outre les réactifs, les produits et l’énergie libérée, on doit aussi disposer d’informations sur la section efficace. Tout dispositif de fusion possède une pression maximale qu’il est capable de maintenir, et un dispositif économique devra toujours travailler à proximité de ce maximum. Cette pression étant donnée, l’énergie de fusion maximale est obtenue en choisissant une température telle que <σv>/T² soit maximal. C’est aussi la température à laquelle la valeur du triple produit nTτ requise pour l’ignition est minimale, cette dernière étant inversement proportionnelle à <σv>/T² (voir critère de Lawson). Cette température optimale ainsi que la valeur de <σv>/T² à cette température sont données pour quelques-unes de ces réactions dans la table suivante.

Nombre de ces réactions forment des chaînes. Par exemple, un réacteur alimenté en ³T et ³He crée un peu de ²D, qu’il est alors possible d’utiliser dans la réaction ²D + ³He si les énergies sont « correctes ». Une idée élégante consiste à combiner les réactions (8) et (9). ³He produit par la réaction (8) est susceptible de réagir avec ⁶Li produit par la réaction (9), avant sa thermalisation complète. On produit ainsi un proton qui à son tour peut subir la réaction (8) avant thermalisation. Une analyse détaillée montre que cette idée ne fonctionnera en fait pas très bien, mais c’est un bon exemple d’un cas où l’hypothèse habituelle d’un plasma maxwellien n’est pas appropriée.

Explosion d’Ivy Mike, premier essai d’une bombe H. Les seules réactions de fusion produites jusqu’à présent par l’homme qui aient atteint l’ignition sont celles qui ont été créées dans de telles bombes.

N’importe laquelle des réactions ci-dessus peut en principe être à la base de la production d’énergie de fusion. Outre la température et la section efficace abordées plus haut, il est nécessaire d'examiner l’énergie totale des produits de fusion E_fusion, l’énergie des produits de fusion électriquement chargés E_ch, et le numéro atomique Z des réactifs autres que les isotopes de l’hydrogène.

Cependant, la spécification de la réaction ²D-²D entraîne certaines difficultés. Tout d’abord, il faut effectuer une moyenne sur les deux branches (2i) et (2ii). Il faut ensuite, ce qui est plus difficile, décider comment traiter les produits ³T et ³He. ³T « brûle » si bien dans un plasma de deutérium qu’il est pratiquement impossible de l’en extraire. La réaction ²D-³He est optimale à une température bien plus élevée et la combustion à la température optimale pour ²D-²D peut être faible ; il semble donc raisonnable de supposer que ³T va brûler, mais pas ³He, et que l’énergie ainsi libérée va s’ajouter à celle de la réaction. L’énergie de fusion ²D-²D sera donc E_fusion = (4,03 +17,6 + 3,27) / 2 = 12,5 MeV, et celle des particules chargées E_ch = (4,03 + 3,5 + 0,82) / 2 = 4,2 MeV.

Un autre aspect spécifique de la réaction ²D-²D tient à la présence d’un seul réactif, ce que l’on doit prendre en compte lors du calcul du taux de réaction.

En se fondant sur ces choix, les paramètres de quatre des réactions les plus importantes sont présentés dans la table suivante.

La dernière colonne correspond à la neutronicité de la réaction, définie comme la fraction de l’énergie de fusion libérée sous forme de neutrons. C’est un indicateur important de l’ampleur des problèmes associés aux neutrons, tels que les dommages provoqués par les radiations, la protection biologique, la télémanipulation et la sécurité. Pour les deux premières réactions, elle est donnée par (E_fusion - E_ch)/E_fusion. Pour les deux dernières, où cette formule donnerait un résultat égal à 0, les valeurs indiquées sont des estimations grossières basées sur des réactions annexes qui produisent des neutrons dans un plasma en équilibre thermique.

Il est nécessaire de mélanger les réactifs dans les proportions optimales. C’est le cas lorsque chaque ion de réactif et ses électrons associés participent pour moitié à la pression. En supposant que la pression totale est fixée, cela signifie que la densité des ions non hydrogène est plus faible que celle des ions hydrogène d’un facteur 2/(Z+1). En conséquence, le taux de ces réactions est réduit du même facteur, ce qui constitue la différence la plus importante dans les valeurs de <σv>/T². D’autre part, comme la réaction ²D-²D n’a qu’un seul réactif, le taux est deux fois plus élevé que si le combustible était constitué de deux isotopes d’hydrogène.

Il existe donc une « pénalité » de (2/(Z+1)) pour les combustibles autres que l’hydrogène, provenant du fait qu’ils ont besoin de plus d’électrons, ce qui absorbe de la pression sans participer à la réaction de fusion. Il est généralement correct de supposer que la température électronique et la température ionique sont pratiquement égales. Certains auteurs envisagent que les électrons puissent être maintenus à une température nettement inférieure à celle des ions. Dans de telles situations, connues sous le nom de « modes à ions chauds », la « pénalité » ne s'appliquerait pas. Il existe de la même façon un « bonus » d’un facteur 2 pour la réaction ²D-²D dû au fait que chaque ion peut réagir avec n’importe lequel des autres ions, et pas seulement avec une fraction d’entre eux.

La table suivante permet de comparer ces réactions.

La valeur maximale de <σv>/T² est reprise d’une table précédente. Le facteur « pénalité/bonus » est celui lié soit à un réactif non hydrogène, soit à une réaction sur une espèce unique. Les valeurs de la colonne « réactivité » sont obtenues en divisant 1,24 × 10⁻²⁴ par le produit des deuxième et troisième colonnes ; chaque valeur indique le facteur de ralentissement des réactions par rapport à la réaction ²D-³T dans des conditions comparables. La colonne « critère de Lawson » pondère ces résultats par E_ch et donne une indication de la difficulté d’atteindre l’ignition avec ces réactions, par rapport à la réaction ²D-³T. La dernière colonne, étiquetée « densité de puissance », pondère la réactivité pratique par E_fusion ; elle donne le facteur de réduction de la densité de puissance de fusion pour une réaction particulière par rapport à la réaction ²D-³T, et peut être considérée comme une mesure du potentiel économique.

Les ions subissant la fusion ne le font quasiment jamais de façon isolée, mais sont mélangés à des électrons qui neutralisent la charge électrique des ions en formant un plasma. Les électrons ayant généralement une température comparable ou supérieure à celle des ions, ils entrent en collision avec ceux-ci et émettent des rayons X dont l'énergie est de l'ordre de 10 à 30 keV (Bremsstrahlung ou rayonnement de freinage). Le Soleil et les étoiles sont opaques aux rayons X, mais la plupart des réacteurs de fusion terrestre ont une épaisseur optique faible pour les X de cette gamme d'énergie. La réflexion des rayons X est difficile à obtenir, mais ils sont absorbés (et convertis en chaleur) par une épaisseur de moins de 1 mm d'acier inoxydable (qui fait partie du blindage d'un réacteur). Le rapport entre la puissance de fusion produite et ces pertes est un critère de qualité important de la réaction. La valeur maximale de ce rapport est généralement obtenue à une température bien plus élevée que celle qui rend la densité de puissance maximale (voir le sous-chapitre précédent). La table suivante montre la température optimale approximative ainsi que le rapport de puissance à cette température pour plusieurs réactions.

Il est probable que les véritables rapports entre puissance de fusion et puissance de Bremsstrahlung sont notablement plus faibles, et ce pour diverses raisons. En premier lieu, les calculs supposent que l’énergie des produits de fusion est entièrement transmise aux ions du combustible, qui la perdent ensuite par collision au profit des électrons, qui à leur tour perdent de l’énergie par Bremsstrahlung. Cependant, comme les produits de fusion ont une vitesse bien plus grande que les ions du combustible, ils abandonnent une partie significative de leur énergie directement aux électrons. En deuxième lieu, le plasma est supposé ne comporter que des ions de combustible. En pratique, il existe une proportion significative d’ions d’impuretés, qui vont faire diminuer le rapport. En particulier, les produits de fusion eux-mêmes doivent demeurer dans le plasma jusqu’à ce qu’ils aient abandonné leur énergie, et y resteront encore quelque temps, quel que soit le procédé de confinement envisagé. En dernier lieu, tous les canaux de perte d’énergie autres que le Bremsstrahlung ont été considérés comme négligeables. Les deux derniers facteurs sont apparentés. Sur les plans théorique et expérimental, le confinement des particules et le confinement de l’énergie semblent étroitement apparentés. Dans un procédé de confinement qui retient efficacement l’énergie, les produits de fusion vont s’accroître. Si les produits de fusion sont expulsés efficacement, alors le confinement énergétique sera médiocre.

Les températures pour lesquelles le rapport entre puissances de fusion et de Bremsstrahlung est maximal sont dans tous les cas plus élevées que celles pour lesquelles la densité de puissance est maximale et le triple produit de fusion minimal. Cela ne change pas beaucoup le point de fonctionnement optimal pour ²D-³T, car la part de Bremsstrahlung est faible, mais cela pousse les autres combustibles vers des régimes où la densité de puissance relativement à ²D-³T est encore plus faible, et le confinement requis encore plus difficile à obtenir. Pour ²D-²D et ²D-³He, les pertes par Bremsstrahlung constituent un problème sérieux, peut-être même bloquant. Pour ³He-³He, p⁺-⁶Li et p⁺-¹¹B, les pertes par Bremsstrahlung paraissent rendre impossible la réalisation d’un réacteur à fusion utilisant ces combustibles avec un plasma quasi-neutre isotrope[71]. Cette limitation ne s'applique ni aux plasmas non neutres, ni aux plasmas anisotropes, qui ont cependant leurs propres défis à relever.

: document utilisé comme source pour la rédaction de cet article.

• (en) Cornelius Marius Braams et Peter E. Stott, Nuclear Fusion, New York, CRC Press, 2002, 327 p. (ISBN 978-0-7503-0705-5, lire en ligne)
• (en) Stefano Atzeni et Jürgen Meyer-ter-Vehn, The physics of inertial fusion : beam plasma interaction, hydrodynamics, hot dense matter, Oxford, Oxford University Press, 2004, 458 p. (ISBN 978-0-19-856264-1, lire en ligne)
• Alessandra Benuzzi-Mounaix, La fusion nucléaire : Un espoir pour une énergie propre et inépuisable, Paris, Belin - Pour la science, coll. « Bibliothèque scientifique », 2008, 127 p. (ISBN 978-2-7011-4724-6). 
• Philip Ball, « Fusion nucléaire : la grande accélération », Pour la science, n^o 534,‎ avril 2022, p. 22-31 (lire en ligne , consulté le 31 mars 2022). 

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• Notice dans un dictionnaire ou une encyclopédie généraliste :

  • Britannica
• Ressource relative à la santé :
  • (en) Medical Subject Headings
• « Fusion nucléaire : la quête du Graal », La Méthode scientifique, France Culture, 31 août 2021.
• « Fusion nucléaire : l’énergie à profusion », La Méthode scientifique, France Culture, 12 juin 2019.
• « Fusion magnétique », dossier, CEA.