اندماج نووي

يجب ألا يـُخلـَط بينها وبين الانشطار النووي.

پلازما الاندماج في مفاعل التوصيل الفائق المتقدم التجريبي توكاماك الصيني.

الاندماج النووي (Nuclear fusion)، هو تفاعل تتحد فيه نواتان ذريتان أو أكثر لتكوين نواة أكبر. ويتجلى الفرق في الكتلة بين المواد المتفاعلة والناتجة إما بانبعاث أو امتصاص الطاقة. وينشأ هذا الفرق في الكتلة نتيجة لاختلاف طاقة الترابط النووي بين النوى الذرية قبل وبعد تفاعل الاندماج. والاندماج النووي هو العملية التي تُغذي جميع النجوم النشطة، عبر مسارات تفاعلات مسارات التفاعل المتعددة.

تتطلب عمليات الاندماج النووي حداً هائلاً من الناتج الثلاثي لدرجة الحرارة، الكثافة، وزمن الحصر. لا تتحقق هذه الشروط إلا في النوى النجمية، وفي تصميمات الأسلحة النووية المتقدمة، ويُقترب منها في تجارب طاقة الاندماج.

عملية الاندماج النووي التي تنتج نوى ذرية أخف من النيكل-62 تكون بشكل عام طاردة للحرارة، بسبب التدرج الإيجابي منحنى طاقة الترابط النووي. النوى الأكثر قابلية للانصهار هي من بين الأخف، وخاصة الديوتريوم، التريتيوم، والهليوم-3. العملية المعاكسة، الانشطار النووي، تكون أكثر نشاطاً في النوى الثقيلة جداً، وخاصة الأكتينيدات.

تشمل تطبيقات الاندماج النووي؛ طاقة الاندماج، الأسلحة النووية الحرارية، أسلحة الانشطار المعززة، مصادر النيوترونات، وإنتاج عنصر فائق الثقل.

التاريخ

For دليل زمني, see تاريخ الاندماج النووي.

النظرية

رسم متحرك لوظيفة موجة الإلكترون مثل شق الأنفاق الكمومية تسمح بالعبور عبر حاجز مع احتمالية منخفضة. وبنفس الطريقة، يمكن للنواة الذرية أن تشق نفقاً كمومياً عبر حاجز كولوم إلى نواة أخرى، مما يجعل التفاعل الاندماجي ممكناً.

كان الكيميائي الأمريكي وليام دريپر هاركنز أول من اقترح مفهوم الاندماج النووي عام 1915. سمح اختراع فرانسيس وليام أستون عام 1919 لمطياف الكتلة باكتشاف أن أربع ذرات هيدروجين أثقل من ذرة هليوم واحدة. وهكذا، عام 1920، تنبأ أرثر إدينگتون بشكل صحيح بأن اندماج الهيدروجين في الهليوم يمكن أن يكون المصدر الأساسي للطاقة النجمية.

أُكتشف شق الأنفاق الكمومية بواسطة فريدريش هوند عام 1927، فيما يتعلق بمستويات الإلكترون. عام 1928، كان جورج گاموڤ أول من طبق نظرية شق الأنفاق الكمومية على النواة، أولاً على انحلال ألفا، ثم على الاندماج النووي كعملية عكسية. وبناءً على ذلك، عام 1929، قدم روبرت أتكينسون وفريتز هوترمانز أولى التقديرات لمعدلات الاندماج النووي النجمي.

عام 1938، تعاون هانز بثه مع تشارلز كريتشيفيلد لحصر سلسلة الپروتون-پروتون التي تهيمن على النجوم الشبيهة بالشمس. وفي عام 1939، نشر بيث اكتشاف دورة الكربون-نيتروجين الشائعة في النجوم ذات الكتلة الأعلى.

التجارب المبكرة

م. ستانلي ليڤنگستون وإرنست لورانس أمام سيكلوترون مقاس 27 بوصة من معمل الإشعاع بجامعة كاليفورنيا ،عام 1934. أُستخدمت هذه الأجهزة في العديد من التجارب المبكرة التي توضح اندماج الديوتريوم.

في العشرينيات، أجرى پاتريك بلاكت أولى التجارب الحاسمة في مجال التحول النووي الاصطناعي في معمل كاڤنديش. هناك، قام جون كوكروفت وإرنست والتون ببناء مولد كوكروفت-والتون، مستلهمين ذلك من ورقة گاموڤ البحثية. وفي أبريل 1932، نشرا تجارب عن التفاعل التالي:

7
3Li + p → 8X → 2 4
2He

حيث تم التأكد لاحقاً من أن النويدة الوسيطة هي نويدة البريليوم-8 قصيرة العمر للغاية. ويُزعم أن هو أول تفاعل اندماج اصطناعي.

في أوراق من يوليو ونوفمبر 1933، قام إرنست لورانس وزملائه في معمل الإشعاع بجامعة كاليفورنيا، ضمن بعض تجارب السيكلوترون المبكرة، عن طريق الخطأ بإنتاج أول تفاعلات اندماج الديوتريوم-ديوتريوم:

2
1D + 2
1D → 3
1T + p

2
1D + 2
1D → 3
2He + 10n

معمل الإشعاع، الذي يكتشف فقط الپروتونات والنيوترونات النشطة الناتجة، أساء تفسير المصدر على أنه تفكك طارد للحرارة للديوترونات، وهو أمر عُرف الآن بأنه مستحيل.

في مايو 1934، قام كل من مارك أوليفانت، پول هارتك، وإرنست رذرفورد في معمل كاڤنديش، بنشر تجربة اندماج الديوتيريوم المتعمدة، واكتشف كلاً من التريتيوم والهليوم-3. ويعتبر هذا على نطاق واسع أول عرض تجريبي للاندماج.

عام 1938، أجرى آرثر روهليگ في جامعة مشيگن أول رصد لاندماج الديوتيريوم-التريتيوم (DT) ونيوتروناته المميزة ذات 14 MeV، والمعروفة الآن بالتفاعل الأكثر ملاءمة:

2
1D + 3
1T → 4
2He + 10n

التسليح

•  مقالات مفصلة: تصميم الأسلحة النووية
• سلاح نووي حراري

بدأت الأبحاث حول الاندماج للأغراض العسكرية في أوائل الأربعينيات كجزء من مشروع منهاتن. عام 1941، أجرى إنريكو فرمي وإدوارد تلر محادثة حول إمكانية صنع قنبلة انشطارية لتهيئة الظروف للاندماج النووي الحراري. عام 1942، لفت إميل كونوپينسكي انتباه المشروع إلى عمل روهليگ حول تفاعل الديوتيريوم-التريتيوم. في البداية كلف روبرت أوبنهايمر علماء الفيزياء في شيكاغو وكورنل باستخدام السيكلوترون بجامعة هارڤرد للتحقيق سراً في مقطعه العرضي وتفاعل اللثيوم (انظر أدناه). تم الحصول على القياسات في پوردو وشيكاغو ولوس ألاموس من عام 1942 حتى 1946. وقد أعطت الافتراضات النظرية حول اندماج الديوتيريوم-التريتيوم مقطعاً عرضياً مشابهاً لاندماج الديوتيريوم-ديوتيريوم. ومع ذلك، عام 1946 اكتشف إيگون بريتشر تحسيناً للرنين مما أعطى تفاعل الديوتيريوم-التريتيوم مقطعاً عرضياً أكبر بحوالي 100 مرة.

منذ عام 1945، استخدم جون ڤون نيومان وتلر وعلماء آخرون من حاسب إنياك لوس ألاموس، من أوائل الحواسب الإلكترونية، لمحاكاة تفجيرات الأسلحة النووية الحرارية.

حدث أول تفاعل اندماج نووي حراري اصطناعي أثناء التجربة النووية الأمريكية گرينهاوس جورج عام 1951، باستخدام كمية صغيرة من غاز الديوتيريوم-تريتيوم. وقد أنتج هذا التفاعل أكبر قوة نووية حتى ذلك الحين، بلغت 225 كيلوطن، أي 15 ضعف قوة انفجار قنبلة الولد الصغير. أما أول تفجير "حقيقي" لسلاح نووي حراري، أي جهاز ثنائي المراحل، فكان تجربة آيڤي مايك عام 1952 لجهاز اندماج الديوتيريوم السائل، والذي أنتج قوة نووية تجاوزت 10 ميگاطن. وكان مفتاح هذا التقدم هو الاستخدام الأمثل لانفجار الانشطار النووي في تصميم تلر-أولام.

بدأ الاتحاد السوڤيتي تركيزه على برنامج القنبلة الهيدروجينية في وقت سابق، وفي عام 1953 أجرى اختبار RDS-6s. كان لهذا تأثيرات دولية كأول قنبلة تُطلق جواً باستخدام الاندماج النووي، لكنها أنتجت 400 كيلوطن وكانت محدودة بتصميمها أحادي المرحلة. كان أول اختبار سوڤيتي على مرحلتين هو RDS-37 عام 1955 وأنتج 1.5 مليون طن، باستخدام نسخة تم الوصول إليها بشكل مستقل من تصميم تلر-أولام.

تستفيد الأجهزة الحديثة من استخدام ديوتيريد اللثيوم الصلب مع إثراء اللثيوم-6. ويعود ذلك إلى دورة جتر التي تتضمن التفاعل الطارد للحرارة:

6
3Li + 10n → 4
2He + 3
1T

أثناء الانفجارات النووية الحرارية، يوفر هذا التريتيوم لتفاعل الديوتيريوم-التريتيوم عالي الطاقة، ويستفيد من إنتاجه للنيوترونات، مما يخلق دورة نيوترونية مغلقة.

طاقة الاندماج

•  مقالة مفصلة: طاقة الاندماج

لطالما اعتمدت الولايات المتحدة على الصناعة الخاصة للريادة في مجال طاقة الاندماج النووي، بينما جعلت الحكومة الصينية الاندماج النووي أولوية وطنية في الآونة الأخيرة. عام 2025. ضُخ 2.1 بليون دولار في شركة اندماج نووي صينية مملوكة للدولة، وهو مبلغ يعادل ضعفين ونصف ميزانية وزارة الطاقة الأمريكية السنوية المخصصة للاندماج النووي.

في حين أن تفجيرات القنابل الاندماجية كانت تعتبر بشكل فضفاض مخصصة لإنتاج الطاقة، ظلت إمكانية التفاعلات المراقبة والمستدامة هي التركيز العلمي لطاقة الاندماج السلمية. استمرت الأبحاث في تطوير الاندماج المراقب داخل فاعلات الاندماج منذ الثلاثينيات، حيث أنتج جهاز سكيلا 1 من معمل لوس ألاموس الوطني أول اندماج نووي حراري معملي عام 1958، لكن التكنولوجيا لا تزال في مرحلة التطوير.

كانت أولى التجارب التي أنتجت كميات كبيرة من طاقة الاندماج النووي المراقبة هي التجارب التي أُجريت باستخدام مزيج من الديوتيريوم والتريتيوم في مفاعلات توكاماك. وقد أنتجت التجارب التي أُجريت في مفاعل اختبار الاندماج النووي توكاماك (TFTR) في معمل پرنستون لفيزياء الپلازما (PPPL) بپرنستون بنيوجرزي، الولايات المتحدة الأمريكية، خلال الفترة 1993-1996، طاقة اندماج نووي قدرها 1.6 گيگا جول. وبلغت ذروة طاقة الاندماج النووي 10.3 ميگاواط من 3.7 تفاعلاً في الثانية، وبلغت ذروة طاقة الاندماج النووي المُتولِّدة في عملية تفريغ واحدة 7.6 ميگاجول. وفي تجارب لاحقة أُجريت في مفاعل توروس الأوروپي المشترك (JET) عام 1997، بلغت ذروة طاقة الاندماج النووي 16 ميگاواط. حُسبت قيمة "Q" المركزية، والتي تُعرف بأنها نسبة طاقة الاندماج المحلية المنتجة إلى طاقة التسخين المحلية المطبقة، لتكون 1.3. أنتجت تجربة JET عام 2024 طاقة اندماج نووي مقدارها 69 ميگاجول، مستهلكةً 0.2 مليجرام من الديوتيريوم والتريتيوم. صُممت منشأة الإشعال الوطنية في الولايات المتحدة، والتي تستخدم الاندماج بحصر القصور الذاتي، بهدف تحقيق عامل اكتساب طاقة الاندماج (Q) أكبر من واحد؛ تم إجراء أول تجارب واسعة النطاق لاستهداف الليزر في يونيو 2009 وبدأت تجارب الإشعال في أوائل عام 2011. في 13 ديسمبر 2022، أعلنت وزارة الطاقة الأمريكية أنه في 5 ديسمبر 2022، قد نجحت في تحقيق نقطة التعادل في الاندماج النووي، "حيث تم توصيل 2.05 ميگاجول من الطاقة إلى الهدف، مما أدى إلى إنتاج 3.15 ميگاجول من طاقة الاندماج". معدل تزويد خلية الاختبار التجريبية بالطاقة أكبر بمئات المرات من الطاقة التي يتم توصيلها إلى الهدف.

قبل هذا الاختراق، لم تكن تفاعلات الاندماج المراقبة قادرة على إنتاج اندماج متعادل (مستدام ذاتياً) يتم التحكم فيه. الطريقتان الأكثر تقدماً لذلك هما الحصر المغناطيسي (التصميمات الحلقية) والحصر بالقصور الذاتي (تصميمات الليزر). هناك تصميمات عملية لمفاعل حلقي سيوفر نظرياً طاقة اندماج أكثر بعشر مرات من الكمية اللازمة لتسخين الپلازما إلى درجات الحرارة المطلوبة (انظر المفاعل النووي الحراري التجريبي الدولي ITER). ومن المتوقع حالياً أن تبدأ منشأة ITER تجارب الپلازما عام 2034، لكن من غير المتوقع أن تبدأ الاندماج الكامل للديوتيريوم والتريتيوم حتى عام 2039.

تلقت الشركات الخاصة التي تسعى إلى تسويق الاندماج النووي تجارياً 2.6 بليون دولار من التمويل الخاص عام 2021 وحده، وذهب إلى العديد من الشركات الناشئة البارزة بما في ذلك، على سبيل المثال لا الحصر، كومنولث فوجشن سيستمز، وهليون إنرجي، وجنرال فيوجن، وتي إيه إي تكنولوجيز، وزاپ إنرجي.

ومن أحدث الإنجازات حتى الآن في الحفاظ على تفاعل اندماجي مستدام حدث في مفاعل الاندماج WEST في فرنسا. وحافظت على پلازما تبلغ درجة حرارتها 90 مليون درجة لمدة قياسية مدتها ست دقائق. هذا مفاعل من طراز توكاماك وهو نفس نمط مفاعل ITER القادم.

العملية

يؤدي اندماج الديوتيريوم مع التريتيوم إلى تكوين الهليوم-4، وتحرير نيوترون، وإطلاق 17.59 ميگا إلكترون‌ ڤولت كطاقة حركية للنواتج، بينما تختفي كمية مماثلة من الكتلة (مكافئ الكتلة-الطاقة)، ​​بما يتوافق مع kinetic E = ∆mc²، حيث Δm هو الانخفاض في إجمالي كتلة السكون للجسيمات

يرجع إطلاق الطاقة مع اندماج العناصر الضوئية إلى تفاعل قوتين متعارضتين: القوة النووية، وهي مظهر من مظاهر التفاعل القوي، الذي يحمل الپروتونات والنيوترونات معاً بإحكام في النواة الذرية؛ وقوة كولوم، الذي يتسبب في تنافر الپروتونات المشحونة إيجابياً في النواة. تتميز النوى الأخف (النوى الأصغر من الحديد والنيكل) بصغر حجمها وقلة عدد الپروتونات فيها، مما يسمح للقوة النووية بالتغلب على قوة كولوم. ويعود ذلك إلى صغر حجم النواة، حيث تشعر جميع النيوكليونات بقوة التجاذب قصيرة المدى على الأقل بنفس قوة شعورها بقوة تنافر كولوم طويلة المدى. ويؤدي تكوين النوى من النوى الأخف عن طريق الاندماج إلى إطلاق الطاقة الزائدة الناتجة عن التجاذب الكلي للجسيمات. أما بالنسبة للنوى الأكبر حجماً، فلا تُطلق أي طاقة، لأن القوة النووية قصيرة المدى ولا يمكنها التأثير عبر النوى الأكبر حجماً.

تُزوّد ​​عملية الاندماج النووي النجوم بالطاقة، وتُنتج معظم العناصر الأخف من الكوبالت في عملية تُسمى التخليق النووي. الشمس هي إحدى نجوم التسلسل الرئيسي، ولذلك تُولّد طاقتها من خلال الاندماج النووي لنوى الهيدروجين إلى هليوم. في نواتها، تندمج الشمس 620 مليون طن متري من الهيدروجين وتُنتج 616 مليون طن متري من الهليوم كل ثانية. يؤدي اندماج العناصر الأخف في النجوم إلى إطلاق الطاقة والكتلة التي ترافقها دائماً. على سبيل المثال، عند اندماج نواتي الهيدروجين لتكوين الهليوم، يتم نقل 0.645% من الكتلة على شكل طاقة حركية جسيم ألفا أو أشكال أخرى من الطاقة، مثل الإشعاع الكهرومغناطيسي.

يتطلب الأمر قدراً كبيراً من الطاقة لإجبار النوى على الاندماج، حتى تلك الموجودة في أخف العناصر، الهيدروجين. عند تسريعها إلى سرعات عالية بما فيه الكفاية، يمكن للنوى أن تتغلب على هذا التنافر الكهروستاتيكي وتقترب بدرجة كافية بحيث تكون القوة النووية أكبر من قوة كولوم التنافرية. تنمو القوة النووية الشديدة بسرعة بمجرد أن تكون النوى قريبة بدرجة كافية، ويمكن للنيوكليونات المندمجة أن "تسقط" في بعضها البعض بشكل أساسي والنتيجة هي الاندماج؛ ويعتبر هذا عملية طاردة للحرارة.

الطاقة المنبعثة في معظم التفاعلات النووية أكبر بكثير من تلك المنبعثة في التفاعلات الكيميائية، لأن الطاقة الرابطة التي تُبقي النواة متماسكة أكبر من الطاقة التي تُبقي الإلكترونات مرتبطة بها. على سبيل المثال، تبلغ طاقة التأين الناتجة عن إضافة إلكترون إلى نواة الهيدروجين 13.6 eV، أي أقل من جزء من مليون من الطاقة المنبعثة في تفاعل الديوتيريوم-التريتيوم الموضح في المخطط المجاور، والتي تبلغ 17.6 MeV. تتميز تفاعلات الاندماج بكثافة طاقة أكبر بكثير من الانشطار النووي؛ إذ تُنتج هذه التفاعلات طاقة أكبر بكثير لكل وحدة كتلة، على الرغم من أن تفاعلات الانشطار الفردية عادةً ما تكون أكثر طاقة من تفاعلات الاندماج الفردية، والتي بدورها تكون أكثر طاقة بملايين المرات من التفاعلات الكيميائية. بفضل مبدأ تكافؤ الكتلة-الطاقة، ينتج عن الاندماج النووي كفاءة تحويل كتلة المواد المتفاعلة إلى طاقة بنسبة 0.7%. ولا يمكن تجاوز هذه النسبة إلا في الحالات القصوى لعملية التراكم التي تشمل النجوم النيوترونية أو الثقوب السوداء، حيث تقترب الكفاءة من 40%، وفي إفناء المادة المضادة بكفاءة 100%. (يؤدي التحويل الكامل لجرام واحد من المادة إلى إطلاق طاقة مقدارها 9 9×10¹³ joules).

في الفيزياء الفلكية

يُعدّ الاندماج النووي مسؤولاً عن الإنتاج الفلكي لمعظم العناصر الأخف من الحديد. ويشمل ذلك معظم أنواع تخليق الانفجار العظيم النووي والتخليق النووي النجمي. أما العمليات غير الاندماجية التي تُساهم في ذلك، فتشمل العملية-s والعملية-r، بالإضافة إلى تخليق المستعمرات العظمى النووي، المسؤولة عن العناصر الأثقل من الحديد.

النجوم

يسود تفاعل سلسلة الپروتون-پروتون، الفرع الأول، في النجوم التي يبلغ حجمها حجم الشمس أو أصغر منها.

تهيمن دورة الكربون-نيتروجين على النجوم الأثقل من الشمس.

تُعدّ عملية التخليق النووي النجمي عمليةً بالغة الأهمية، فهي تُزوّد ​​النجوم، بما فيها الشمس، بالطاقة. في القرن العشرين، تبيّن أن الطاقة المنبعثة من تفاعلات الاندماج النووي هي المسؤولة عن استمرار حرارة النجوم وضوئها. يُوفّر الاندماج النووى في النجم، انطلاقاً من وفرة الهيدروجين والهليوم الأولية فيه، هذه الطاقة ويُنتج نوى جديدة. وتختلف سلاسل التفاعلات المُشاركة، تبعًا لكتلة النجم (وبالتالي الضغط ودرجة الحرارة في نواته).

حوالي عام 1920، تنبأ أرثر إدينگتون باكتشاف آلية عمليات الاندماج النووي في النجوم، في ورقته البحثية بعنوان التركيب الداخلي للنجوم. في ذلك الوقت، كان مصدر الطاقة النجمية غير معروف؛ لقد توقع إدينگتون بشكل صحيح أن المصدر كان عبارة عن اندماج الهيدروجين في الهليوم، مما أدى إلى تحرير طاقة هائلة وفقاً معادلة أينشتاين E = mc². كان هذا تطورًا لافتاً بشكل خاص، إذ لم يكن الاندماج والطاقة النووية الحرارية قد اكتُشفا بعد في ذلك الوقت، ولا حتى أن النجوم تتكون في الغالب من الهيدروجين.

(انظر: المعدنية) وقد استندت ورقة إدينگتون البحثية إلى ما يلي:

1. تنص النظرية السائدة لطاقة النجوم، وهي فرضية الانكماش، على أن دوران النجم يتسارع بشكل ملحوظ بسبب قانون حفظ الزخم الزاوي. لكن رصد النجوم المتغيرة من نوع المتغيرات القيفاوية أظهر أن هذا لا يحدث.
2. المصدر الوحيد المعقول الآخر للطاقة هو تحويل المادة إلى طاقة؛ لقد أثبت أينشتاين قبل بضع سنوات أن كمية صغيرة من المادة تعادل كمية كبيرة من الطاقة.
3. أظهر فرانسيس أستون أيضاً أن الكتلة الذرية للهليوم كانت أقل بنحو 0.8% من كتلة ذرات الهيدروجين الأربع التي ستشكل، مجتمعة، ذرة الهليوم (وفقاً للنظرية السائدة آنذاك للتركيب الذري والتي اعتبرت الوزن الذري هو الخاصية المميزة بين العناصر؛ عمل هنري موسلي وأنطونيوس فان دن برويك لاحقاً أن الشحنة النووية كانت الخاصية المميزة وأن نواة الهليوم تتكون من نواتي هيدروجين بالإضافة إلى كتلة إضافية). ويشير هذا إلى أنه إذا أمكن حدوث مثل هذا المزيج، فإنه سيطلق طاقة كبيرة كمنتج ثانوي.
4. لو احتوى نجم ما على 5% فقط من الهيدروجين القابل للانصهار، لكفى ذلك لتفسير كيفية حصول النجوم على طاقتها. (من المعروف حالياً أن معظم النجوم "العادية" تتكون عادةً من حوالي 70% إلى 75% من الهيدروجين).
5. قد تندمج عناصر أخرى أيضاً، وقد تكهن علماء آخرون بأن النجوم هي "بوتقة" تتحد فيها العناصر الخفيفة لتكوين العناصر الثقيلة، لكن بدون قياسات أكثر دقة لكتلها الذرية، لم يكن بالإمكان قول المزيد في ذلك الوقت.

وقد ثبتت صحة كل هذه التكهنات في العقود اللاحقة.

المصدر الرئيسي للطاقة الشمسية، وكذلك طاقة النجوم ذات الأحجام المماثلة، هو اندماج الهيدروجين لتكوين الهيليوم (تفاعل سلسلة الپروتون-پروتون)، والذي يحدث عند درجة حرارة لب الشمس تبلغ 14 مليون كلڤن. والنتيجة النهائية هي اندماج أربعة پروتونات لتكوين جسيم ألفا واحد، مع إطلاق پوزيترونين ونيوترينوين (يحوّل اثنين من الپروتونات إلى نيوترونات)، بالإضافة إلى الطاقة. في النجوم الأثقل، تُصبح دورة الكربون-نيتروجين وعمليات أخرى أكثر أهمية. عندما يستهلك النجم جزءاً كبيراً من هيدروجينه، يبدأ في دمج عناصر أثقل. في النوى الضخمة، يُعد احتراق السليكون دورة الاندماج النهائية، مما يؤدي إلى تراكم نوى الحديد والنيكل.

طاقة الترابط النووي تجعل إنتاج العناصر الأثقل من النيكل عن طريق الاندماج غير ملائم طاقياً. تُنتج هذه العناصر في عمليات غير اندماجية: العملية-s، العملية-r، ومجموعة متنوعة من العمليات التي يمكن أن تنتج نوى-p. تحدث مثل هذه العمليات في أغلفة النجوم العملاقة، أو المستعرات العظمى، أو اندماج النجوم النيوترونية.

الكواكب القزمة البنية

تدمج الكواكب الأقزام البنية الديوتيريوم، وفي حالات الكتل العالية جداً تدمج اللثيوم أيضاً.

الكواكب القزمة البيضاء

تقترب الكواكب القزمة البيضاء المكونة من الكربون-الأكسجين، والتي تكتسب المادة إما من نجم مرافق نشط أو من اندماج قزم أبيض، من حد تشاندراسكار البالغ 1.44 كتلة شمسية. وقبل ذلك مباشرة، يبدأ اندماج الكربون، مما يؤدي إلى تدمير الكوكب القزم بحجم الأرض في غضون ثانية واحدة، في مستعر أعظم من النوع الأول.

وفي حالات نادرة جداً، قد تندمج الكواكب القزمة البيضاء الهليومية، وهو ما لا يتسبب في انفجار لكنه يبدأ احتراق الهليوم في نوع متطرف من نجوم الهليوم.

النجوم النيوترونية

انظر أيضاً: عملية ألفا الثلاثية § في النجوم النيوترونية

تكتسب بعض النجوم النيوترونية الهيدروجين والهليوم من نجم مرافق نشط. وبشكل دوري، يصل تراكم الهليوم إلى مستوى حرج، وتنتشر موجة احتراق نووي حراري عبر السطح، في غضون ثانية واحدة.

أقراص تنامي الثقوب السوداء

على غرار اندماج النجوم، يمكن أن تسمح الظروف القاسية داخل أقراص تنامي الثقوب السوداء بتفاعلات الاندماج. تظهر الحسابات أن التفاعلات الأكثر نشاطاً تحدث حول الثقوب السوداء ذات الكتلة النجمية، أقل من 10 كتلة شمسية، مقارنة بتلك التي تزيد عن 100. ما بعد خمسة أنصاف أقطار شڤارتزشيلد، حرق الكربون، يهيمن اندماج الهليوم-3 على التفاعلات. ضمن هذه المسافة، حول الثقوب السوداء ذات الكتلة المنخفضة، يمكن أن يحدث اندماج النيتروجين، الأكسجين، النيون، والمغنسيوم. وفي الحد الأقصى، يمكن أن تبدأ عملية احتراق السليكون باندماج نواة السليكون والسلينيوم.

الانفجار العظيم

خلال الفترة التي امتدت من حوالي 10 ثواني إلى 20 دقيقة بعد الانفجار العظيم، انخفضت طاقة الكون من أكثر من 100 كيلو إلكترون ڤولت إلى 1 كيلو إلكترون ڤولت . وقد سمح هذا بدمج الپروتونات والنيوترونات في نوى الديوتيريوم، وبدء سلسلة اندماج سريعة إلى التريتيوم والهليوم-3، وانتهت في الغالب بالهليوم-4، مع نسبة ضئيلة من نوى اللثيوم والبريليوم والبورون.

تشير الأدلة الرصدية إلى أن جيوب الغاز في الكون المبكر أصبحت سميكة بما يكفي لتنهار تحت تأثير جاذبيتها الذاتية. وقد أدى ذلك إلى تنشيط الاندماج النووي مع تشكل النجوم الأولى قبل حوالي 13.6 بليون سنة.

المتطلبات

منحنى طاقة الترابط النووي. يؤدي تشكل النوى التي تصل كتلتها إلى الحديد-56 إلى إطلاق طاقة، كما هو موضح أعلاه.

يجب التغلب على حاجز طاقة كبير ناتج عن القوى الكهروستاتيكية قبل حدوث الاندماج النووي. عند المسافات الكبيرة، تتنافر نواتان عاريتان بسبب قوة التنافر الكهروستاتيكي بين پروتوناتهما موجبة الشحنة. لكن إذا أمكن تقريب نواتين من بعضهما بدرجة كافية، يُمكن التغلب على التنافر الكهروستاتيكي من خلال التأثير الكمي الذي يسمح للنوى بالانتقال عبر قوى كولوم.

عند إضافة نيوكليون، مثل الپروتون أو النيوترون، إلى نواة، تجذبه القوة النووية إلى جميع النيوكليونات الأخرى في النواة (إذا كانت الذرة صغيرة بما يكفي)، لكن بشكل أساسي إلى جيرانه المباشرين نظراً لقصر مدى القوة. تحتوي النيوكليونات الموجودة في باطن النواة على عدد أكبر من النيوكليونات المجاورة مقارنةً بتلك الموجودة على سطحها. وبما أن النوى الأصغر حجماً تتميز بنسبة مساحة سطح إلى حجم أكبر، فإن طاقة الربط لكل نيوكليون، الناتجة عن القوة النووية، تزداد عموماً مع حجم النواة، لكنها تقترب من قيمة حدية تُعادل تلك الخاصة بنواة قطرها حوالي أربعة نيوكليونات. من المهم أن نتذكر أن النيوكليونات هي أجسام كمومية. لذا، على سبيل المثال، بما أن النيوترونين في النواة متطابقان، فإن هدف التمييز بينهما، مثل أيهما في الداخل وأيهما على السطح، هو في الواقع بلا معنى، وبالتالي فإن تضمين ميكانيكا الكم ضروري لإجراء حسابات صحيحة.

من ناحية أخرى، فإن القوة الكهروستاتيكية هي قوة التربيع العكسي، لذا فإن الپروتون المضاف إلى النواة سيشعر بالتنافر الكهروستاتيكي من جميع الپروتونات الأخرى في النواة. وبالتالي فإن الطاقة الكهروستاتيكية لكل نيوكليون بسبب القوة الكهروستاتيكية تزداد بلا حدود مع نمو الرقم الذري للنواة.

إن القوة الكهروستاتيكية بين النوى المشحونة إيجابياً تكون تنافرية، لكن عندما يكون الفصل صغيراً بدرجة كافية، فإن التأثير الكمي سوف يشق نفقاً عبر الجدار. ولذلك، فإن الشرط الأساسي للاندماج هو تقريب النواتين من بعضهما بما يكفي لفترة طويلة بما يكفي حتى يعمل النفق الكمي.

النتيجة النهائية للقوى النووية الكهروستاتيكية والقوية المتعارضة هي أن طاقة الربط لكل نيوكليون تزداد عموماً مع زيادة الحجم، حتى عنصري الحديد والنيكل، ثم تتناقص بالنسبة للنوى الأثقل. في النهاية، تصبح طاقة رابطة سالبة، وتصبح النوى الثقيلة جداً (جميعها تحتوي على أكثر من 208 نيوكليونات، أي ما يعادل قطر حوالي 6 نيوكليونات) غير مستقرة. النوى الأربع الأكثر ارتباطًا بإحكام، طاقة رابطة مرتبة تنازلياً لكل نيوكليون، هي 62Ni, 58Fe, 56Fe, and 60Ni. على الرغم من أن نظير النيكل، 62Ni، أكثر استقراراً، إلا أن نظير الحديد، 56Fe، أكثر شيوعاً بمقدار عشرة أضعاف. ويعود ذلك إلى عدم وجود طريقة سهلة للنجوم لتشكل 62Ni من خلال العملية ألفا.

الاستثناء من هذا التوجه العام هو نواة الهليوم-4، التي تكون طاقة ترابطها أعلى من طاقة اللثيوم، العنصر الأثقل التالي. وذلك لأن الپروتونات والنيوترونات هي فرميونات، والتي بحسب مبدأ پاولي للاستبعاد لا يمكن أن تتواجد في نفس النواة وفي نفس الحالة تماماً. يمكن لحالة طاقة كل پروتون أو نيوترون في النواة أن تستوعب جسيماً مغزلياً لأعلى وجسيماً مغزلياً للأسفل. يتمتع الهليوم-4 بطاقة ترابطية كبيرة بشكل غير طبيعي لأن نواته تتكون من پروتونين ونيوترونين (وهي نواة سحر مضاعف)، لذلك يمكن أن تكون جميع نيوكليوناته الأربعة في الحالة الأرضية. وأي نيوكليونات إضافية يجب أن تنتقل إلى حالات طاقة أعلى. وفي الواقع، فإن نواة الهليوم-4 مرتبطة بإحكام شديد بحيث يتم التعامل معها عادة على أنها جسيم ميكانيكي كمي واحد في الفيزياء النووية، أي جسيم ألفا.

الوضع مشابه عند تقريب نواتين. فمع اقترابهما، تتنافر جميع الپروتونات في إحدى النواتين مع جميع الپروتونات في الأخرى. ولا يحدث ذلك إلا عندما تقترب النواتان لفترة كافية حتى تتغلب قوة التجاذب النووي القوية على قوة التنافر الكهروستاتيكي. ويمكن وصف ذلك أيضاً بتغلب النواتين على ما يُسمى بحاجز كولوم. وقد تكون الطاقة الحركية اللازمة لتحقيق ذلك أقل من الحاجز نفسه بسبب ظاهرة النفق الكمي.

تكون طاقة كولوم أقل ما يمكن لنظائر الهيدروجين، لأن أنويتها تحتوي على شحنة موجبة واحدة فقط. الپروتون الثنائي غير مستقر، لذا يجب أن تشارك النيوترونات أيضاً، ويفضل أن تكون نواة الهليوم، ذات الرابطة القوية للغاية، أحد النواتج.

باستخدام وقود الديوتيريوم-التريتيوم، يبلغ حاجز الطاقة الناتج حوالي 0.1 ميگا إلكترون ڤولت. في المقابل، تبلغ الطاقة اللازمة لإزالة إلكترون الهيدروجين 13.6 إلكترون ڤولت. والنتيجة (الوسيطة) للاندماج هي نواة ⁵He غير مستقرة، والتي تقذف على الفور نيوتروناً بطاقة 14.1 ميگا إلكترون ڤولت. تبلغ طاقة ارتداد نواة ⁴He المتبقية 3.5 ميگا إلكترون ڤولت، لذا فإن إجمالي الطاقة المتحررة هو 17.6 ميگا إلكترون ڤولت. وهذا يفوق بكثير الطاقة اللازمة لتجاوز حاجز الطاقة.

يزداد معدل تفاعل الاندماج بسرعة مع ارتفاع درجة الحرارة حتى يصل إلى أقصى قيمة له، ثم ينخفض ​​تدريجياً. ويبلغ معدل تفاعل الديوتيريوم-التريتيوم ذروته عند درجة حرارة منخفضة (حوالي 70 كيلو إلكترون ڤولت، أو 800 مليون كلڤن) وعند قيمة أعلى من التفاعلات الأخرى التي تُعتبر عادةً مصدراً لطاقة الاندماج.

يمثل المقطع العرضي للتفاعل (σ) مقياساً لاحتمالية حدوث تفاعل اندماجي كدالة للسرعة النسبية لنواتي المتفاعلين. إذا كان للمتفاعلين توزيع سرعات، مثل التوزيع الحراري، فمن المفيد حساب متوسط ​​توزيعات حاصل ضرب المقطع العرضي والسرعة. يُسمى هذا المتوسط ​​'التفاعلية'، حيث يشار إليه بالرمز ⟨σv⟩. معدل التفاعل (الاندماجات لكل وحدة حجم/وحدة زمن) يساوي ⟨σv⟩ حاصل ضرب كثافات عدد المتفاعلات:

$f=n_1{n}_2⟨\sigma v⟩.$

إذا كان نوع من النوى يتفاعل مع نواة مثله، مثل تفاعل الديوتيريوم-ديوتيريوم، فيجب استبدال الناتج $n_1{n}_2$ بالناتج $n^2/2$.

يزداد $⟨\sigma v⟩$ من الصفر تقريباً في درجات حرارة الغرفة إلى مقادير ذات معنى عند درجات حرارة. عند درجات الحرارة هذه، أعلى بكثير من طاقات التأين النموذجية (13.6 إلكترون ڤولت في حالة الهيدروجين)، توجد المواد المتفاعلة في الاندماج في حالة پلازما.

تكمن أهمية $⟨\sigma v⟩$ كدالة لدرجة الحرارة في جهاز ذي طاقة معينة وقت الحصر من خلال النظر في معيار لوسون. يعد هذا عائقاً صعباً للغاية يجب التغلب عليه على الأرض، وهو ما يفسر سبب استغراق أبحاث الاندماج سنوات عديدة للوصول إلى الحالة التكنولوجية المتقدمة الحالية.

الاندماج الاصطناعي

الاندماج النووي الحراري

الاندماج النووي الحراري هو عملية اندماج النوى الذرية باستخدام درجات حرارة عالية لتقريبها من بعضها البعض بدرجة كافية. تؤدي هذه الحرارة إلى تحويل المادة إلى پلازما، وإذا كانت محصورة، فقد تحدث تفاعلات اندماج نتيجة تصادمات ذات طاقات حركية حرارية هائلة للجسيمات. يوجد نوعان من الاندماج النووي الحراري: "غير المتحكم به"، حيث تُطلق الطاقة الناتجة بطريقة غير متحكم بها، كما هو الحال في الأسلحة النووية الحرارية ("القنابل الهيدروجينية") وفي معظم النجوم؛ و"المتحكم به"، حيث تحدث تفاعلات الاندماج في بيئة تسمح بتسخير جزء من الطاقة المنبعثة أو كلها.

درجة الحرارة هي مقياس لمتوسط ​​الطاقة الحركية للجزيئات، لذلك عن طريق تسخين المادة ستكتسب الطاقة. بعد الوصول إلى درجة حرارة كافية، حسب معيار لوسون، تكون طاقة الاصطدامات العرضية داخل الپلازما عالية بما يكفي للتغلب على حاجز كولوم وقد تندمج الجسيمات معًا.

في تفاعل اندماج الديوتيريوم-التريتيوم، على سبيل المثال، تبلغ الطاقة اللازمة لتجاوز حاجز كولوم 0.1 ميگا إلكترون ڤولت. وبتحويل الطاقة إلى درجة الحرارة، يتضح أن حاجز 0.1 ميگا إلكترون ڤولت يُتجاوز عند درجة حرارة تتجاوز 1.2 بليون كلڤن.

هناك عاملان ضروريان لخفض درجة الحرارة الفعلية. أولهما أن درجة الحرارة تمثل متوسط ​​الطاقة الحركية، مما يعني أن بعض النوى عند هذه الدرجة تمتلك طاقة أعلى بكثير من 0.1 ميگا إلكترون ڤولت، بينما تمتلك نوى أخرى طاقة أقل بكثير. وتُعدّ النوى الواقعة في ذيل الطاقة العالية لتوزيع السرعة مسؤولة عن معظم تفاعلات الاندماج. أما العامل الثاني فهو النفق الكمومي. لا يشترط أن تمتلك النوى طاقة كافية لتجاوز حاجز كولوم بالكامل، فإذا كانت طاقتها قريبة من ذلك، يمكنها النفق عبر الحاجز المتبقي. ولهذه الأسباب، سيظل الوقود عند درجات حرارة منخفضة يخضع لتفاعلات الاندماج، ولكن بمعدل أقل.

يعد الاندماج النووي الحراري إحدى الطرق التي تبحث محاولات إنتاج طاقة الاندماج. إذا أصبح الاندماج النووي الحراري مناسباً للاستخدام، فسيؤدي ذلك إلى تقليل بصمة الكربون بشكل كبير في العالم.

اندماج الشعاع-الشعات أو الشعاع-الهدف

المقالة الرئيسية: Colliding beam fusion

Accelerator-based light-ion fusion is a technique using particle accelerators to achieve particle kinetic energies sufficient to induce light-ion fusion reactions.

Accelerating light ions is relatively easy, and can be done in an efficient manner—requiring only a vacuum tube, a pair of electrodes, and a high-voltage transformer; fusion can be observed with as little as 10 kV between the electrodes. The system can be arranged to accelerate ions into a static fuel-infused target, known as beam–target fusion, or by accelerating two streams of ions towards each other, beam–beam fusion. The key problem with accelerator-based fusion (and with cold targets in general) is that fusion cross sections are many orders of magnitude lower than Coulomb interaction cross-sections. Therefore, the vast majority of ions expend their energy emitting bremsstrahlung radiation and the ionization of atoms of the target. Devices referred to as sealed-tube neutron generators are particularly relevant to this discussion. These small devices are miniature particle accelerators filled with deuterium and tritium gas in an arrangement that allows ions of those nuclei to be accelerated against hydride targets, also containing deuterium and tritium, where fusion takes place, releasing a flux of neutrons. Hundreds of neutron generators are produced annually for use in the petroleum industry where they are used in measurement equipment for locating and mapping oil reserves.

A number of attempts to recirculate the ions that "miss" collisions have been made over the years. One of the better-known attempts in the 1970s was Migma, which used a unique particle storage ring to capture ions into circular orbits and return them to the reaction area. Theoretical calculations made during funding reviews pointed out that the system would have significant difficulty scaling up to contain enough fusion fuel to be relevant as a power source. In the 1990s, a new arrangement using a field-reversed configuration (FRC) as the storage system was proposed by Norman Rostoker and continues to be studied by TAE Technologies اعتبارا من 2021. A closely related approach is to merge two FRC's rotating in opposite directions, which is being actively studied by Helion Energy. Because these approaches all have ion energies well beyond the Coulomb barrier, they often suggest the use of alternative fuel cycles like p-¹¹B that are too difficult to attempt using conventional approaches.

تخليق العناصر

انظر أيضاً: عنصر فائق الثقل

يعد اندماج النوى المستهدفة الثقيلة جداً مع الحزم الأيونية المتسارعة الطريقة الأساسية لتخليق العناصر. في أوائل الثلاثينيات، أُستخدمت أشعة الديوترون في التجارب النووية لاكتشاف العناصر الاصطناعية الأولى، مثل التكنيشيوم، النپتونيوم، والپلوتونيوم:

$\begin{array}{ll}{}^{\mathrm{2}\mathrm{3}\mathrm{8}}{\mathrm{9}\mathrm{2}}_{}\mathrm{U}+{}^{\mathrm{2}}{\mathrm{1}}_{}\mathrm{H}⟶& {}^{\mathrm{2}\mathrm{3}\mathrm{8}}{\mathrm{9}\mathrm{3}}_{}\mathrm{N}\mathrm{p}+2{\phantom{A}}_0^1\mathrm{n}\end{array}$

أُستخدمت اندماج النوى المستهدفة الثقيلة جداً مع حزم الأيونات الثقيلة لاكتشاف العناصر فائقة الثقل:

$\begin{array}{ll}{}^{\mathrm{2}\mathrm{0}\mathrm{8}}{\mathrm{8}\mathrm{2}}_{}\mathrm{P}\mathrm{b}+{}^{\mathrm{6}\mathrm{2}}{\mathrm{2}\mathrm{8}}_{}\mathrm{N}\mathrm{i}⟶& {}^{\mathrm{2}\mathrm{6}\mathrm{9}}{\mathrm{1}\mathrm{1}\mathrm{0}}_{}\mathrm{D}\mathrm{s}+{\phantom{A}}_{\phantom{0}}^{\phantom{1}}{\phantom{A}}_{\phantom{2}0}^{\phantom{2}1}\mathrm{n}\end{array}$

$\begin{array}{ll}{}^{\mathrm{2}\mathrm{4}\mathrm{9}}{\mathrm{9}\mathrm{8}}_{}\mathrm{C}\mathrm{f}+{}^{\mathrm{4}\mathrm{8}}{\mathrm{2}\mathrm{0}}_{}\mathrm{C}\mathrm{a}⟶& {}^{\mathrm{2}\mathrm{9}\mathrm{4}}{\mathrm{1}\mathrm{1}\mathrm{8}}_{}\mathrm{O}\mathrm{g}+3{\phantom{A}}_0^1\mathrm{n}\end{array}$

الاندماج المحفز بالميوون

الاندماج المحفز بالميوون هو عملية اندماج تحدث في درجات الحرارة العادية. وقد درسها ستيڤن جونز بالتفصيل في أوائل الثمانينيات. لم ينجح إنتاج الطاقة الصافية من هذا التفاعل بسبب الطاقة العالية اللازمة لتكوين الميوونات، وقصر عمرها النصفي (2.2 ميكروثانية)، وارتفاع احتمالية ارتباط الميوون بجسيم ألفا الجديد، وبالتالي توقف عملية تحفيز الاندماج.

Other principles

The Tokamak à configuration variable, research fusion reactor, at the École Polytechnique Fédérale de Lausanne (Switzerland)

Some other confinement principles have been investigated.

• Antimatter-initialized fusion uses small amounts of antimatter to trigger a tiny fusion explosion. This has been studied primarily in the context of making nuclear pulse propulsion, and pure fusion bombs feasible. This is not near becoming a practical power source, due to the cost of manufacturing antimatter alone.
• Pyroelectric fusion was reported in April 2005 by a team at UCLA. The scientists used a pyroelectric crystal heated from −34 إلى 7 °C (−29 إلى 45 °F), combined with a tungsten needle to produce an electric field of about 25 gigavolts per meter to ionize and accelerate deuterium nuclei into an erbium deuteride target. At the estimated energy levels, the D–D fusion reaction may occur, producing helium-3 and a 2.45 MeV neutron. Although it makes a useful neutron generator, the apparatus is not intended for power generation since it requires far more energy than it produces. D–T fusion reactions have been observed with a tritiated erbium target.
• Nuclear fusion–fission hybrid (hybrid nuclear power) is a proposed means of generating power by use of a combination of nuclear fusion and fission processes. The concept dates to the 1950s, and was briefly advocated by Hans Bethe during the 1970s, but largely remained unexplored until a revival of interest in 2009, due to the delays in the realization of pure fusion.
• Project PACER, carried out at Los Alamos National Laboratory (LANL) in the mid-1970s, explored the possibility of a fusion power system that would involve exploding small hydrogen bombs (fusion bombs) inside an underground cavity. As an energy source, the system is the only fusion power system that could be demonstrated to work using existing technology. However, it would also require a large, continuous supply of nuclear bombs, making the economics of such a system rather questionable.
• Bubble fusion, also called sonofusion, was a proposed mechanism for achieving fusion via sonic cavitation which rose to prominence in the early 2000s. Subsequent attempts at replication failed and the principal investigator, Rusi Taleyarkhan, was judged guilty of research misconduct in 2008.

القصور في الاندماج النووي الحراري

المشكلة الرئيسية في تحقيق الاندماج النووي الحراري هي كيفية قصر الپلازما الساخنة. بسبب ارتفاع درجة الحرارة، لا يمكن للپلازما أن تكون على اتصال مباشر مع أي مادة صلبة، لذلك يجب وضعها في فراغ. كما أن درجات الحرارة المرتفعة تعني ضغوطاً عالية. تميل الپلازما إلى التمدد فوراً ومن الضروري استخدام بعض القوة للعمل ضدها. يمكن أن تتخذ هذه القوة أحد الأشكال الثلاثة: الجاذبية في النجوم، القوى المغناطيسية في مفاعلات الاندماج ذات القصور المغناطيسي، أو القصور الذاتي حيث قد يحدث تفاعل الاندماج قبل أن تبدأ الپلازما في التوسع، وبالتالي فإن القصور الذاتي للپلازما يحافظ على المواد معاً.

قصور الجاذبية

المقالة الرئيسية: تخليق نووي نجمي

One force capable of confining the fuel well enough to satisfy the Lawson criterion is gravity. The mass needed, however, is so great that gravitational confinement is only found in stars—the least massive stars capable of sustained fusion are red dwarfs, while brown dwarfs are able to fuse deuterium and lithium if they are of sufficient mass. In stars heavy enough, after the supply of hydrogen is exhausted in their cores, their cores (or a shell around the core) start fusing helium to carbon. In the most massive stars (at least 8–11 solar masses), the process is continued until some of their energy is produced by fusing lighter elements to iron. As iron has one of the highest binding energies, reactions producing heavier elements are generally endothermic. Therefore, significant amounts of heavier elements are not formed during stable periods of massive star evolution, but are formed in supernova explosions. Some lighter stars also form these elements in the outer parts of the stars over long periods of time, by absorbing energy from fusion in the inside of the star, by absorbing neutrons that are emitted from the fusion process.

All of the elements heavier than iron have some potential energy to release, in theory. At the extremely heavy end of element production, these heavier elements can produce energy in the process of being split again back toward the size of iron, in the process of nuclear fission. Nuclear fission thus releases energy that has been stored, sometimes billions of years before, during stellar nucleosynthesis.

القصور المغناطيسي

المقالة الرئيسية: اندماج القصور المغناطيسي

Electrically charged particles (such as fuel ions) will follow magnetic field lines (see Guiding centre). The fusion fuel can therefore be trapped using a strong magnetic field. A variety of magnetic configurations exist, including the toroidal geometries of tokamaks and stellarators and open-ended mirror confinement systems.

القصور الذاتي

المقالة الرئيسية: اندماج القصور الذاتي

A third confinement principle is to apply a rapid pulse of energy to a large part of the surface of a pellet of fusion fuel, causing it to simultaneously "implode" and heat to very high pressure and temperature. If the fuel is dense enough and hot enough, the fusion reaction rate will be high enough to burn a significant fraction of the fuel before it has dissipated. To achieve these extreme conditions, the initially cold fuel must be explosively compressed. Inertial confinement is used in the hydrogen bomb, where the driver is x-rays created by a fission bomb. Inertial confinement is also attempted in "controlled" nuclear fusion, where the driver is a laser, ion, or electron beam, or a Z-pinch. Another method is to use conventional high explosive material to compress a fuel to fusion conditions. The UTIAS explosive-driven-implosion facility was used to produce stable, centred and focused hemispherical implosions to generate neutrons from D–D reactions. The simplest and most direct method proved to be in a predetonated stoichiometric mixture of deuterium–oxygen. The other successful method was using a miniature Voitenko compressor, where a plane diaphragm was driven by the implosion wave into a secondary small spherical cavity that contained pure deuterium gas at one atmosphere.

القصور الكهروستاتيكي

للمزيد من المعلومات: القصور الكهروستاتيكي الذاتي

There are also inertial electrostatic confinement fusion devices, which confine ions via electrostatic fields. The best known is the fusor. This device has a cathode inside an anode wire cage. Positive ions fly toward the negative inner cage, and are heated by the electric field in the process. If they miss the inner cage they can collide and fuse. However, most ions hit the cathode, creating prohibitory high conduction losses. Also, fusion rates in fusors are very low due to competing physical effects, such as energy loss in the form of light radiation. Designs have been proposed to avoid the problems associated with the cage, by generating the field using a non-neutral cloud. These include a plasma oscillating device, a Penning trap and the polywell. The technology is relatively immature, and many scientific and engineering questions remain.

Starting in 1999, many amateurs have built homemade fusion reactors using fusors. Other IEC devices include: the Polywell, MIX POPS and Marble concepts.

التفاعلات الهامة

Stellar reaction chains

At the temperatures and densities in stellar cores, the rates of fusion reactions are notoriously slow. For example, at solar core temperature (T ≈ 15 MK) and density (160 g/cm³), the energy release rate is only 276 μW/cm³—about a quarter of the volumetric rate at which a resting human body generates heat. Thus, reproduction of stellar core conditions in a lab for nuclear fusion power production is completely impractical. Because nuclear reaction rates depend on density as well as temperature, and most fusion schemes operate at relatively low densities, those methods are strongly dependent on higher temperatures. The fusion rate as a function of temperature (exp(−E/kT)), leads to the need to achieve temperatures in terrestrial reactors 10–100 times higher than in stellar interiors: T ≈ (0.1–1.0)×10⁹ K.

Criteria and candidates for terrestrial reactions

In artificial fusion, the primary fuel is not constrained to be protons and higher temperatures can be used, so reactions with larger cross-sections are chosen. Another concern is the production of neutrons, which activate the reactor structure radiologically, but also have the advantages of allowing volumetric extraction of the fusion energy and tritium breeding. Reactions that release no neutrons are referred to as aneutronic.

To be a useful energy source, a fusion reaction must satisfy several criteria. It must:

Be exothermic

This limits the reactants to the low Z (number of protons) side of the curve of binding energy. It also makes helium 4He the most common product because of its extraordinarily tight binding, although 3He and 3H also show up.

Involve low atomic number (Z) nuclei

This is because the electrostatic repulsion that must be overcome before the nuclei are close enough to fuse (Coulomb barrier) is directly related to the number of protons it contains – its atomic number.

Have two reactants

At anything less than stellar densities, three-body collisions are too improbable. In inertial confinement, both stellar densities and temperatures are exceeded to compensate for the shortcomings of the third parameter of the Lawson criterion, ICF's very short confinement time.

Have two or more products

This allows simultaneous conservation of energy and momentum without relying on the electromagnetic force.

Conserve both protons and neutrons

The cross sections for the weak interaction are too small.

Few reactions meet these criteria. The following are those with the largest cross sections:

(1)

2 1D

+

3 1T

→

4 2He

(

3.561 MeV

)

+

n0

(

14.028 MeV

)

(2i)

2 1D

+

2 1D

→

3 1T

(

1.01 MeV

)

+

p+

(

3.02 MeV

)

50%

(2ii)

→

3 2He

(

0.82 MeV

)

+

n0

(

2.45 MeV

)

50%

(3)

2 1D

+

3 2He

→

4 2He

(

3.6 MeV

)

+

p+

(

14.7 MeV

)

(4)

3 1T

+

3 1T

→

4 2He

+

2 n0

+

11.3 MeV

(5)

3 2He

+

3 2He

→

4 2He

+

2 p+

+

12.9 MeV

(6i)

3 2He

+

3 1T

→

4 2He

+

p+

+

n0

+

12.1 MeV

57%

(6ii)

→

4 2He

(

4.8 MeV

)

+

2 1D

(

9.5 MeV

)

43%

(7i)

2 1D

+

6 3Li

→

2 4 2He

+

22.4 MeV

(7ii)

→

3 2He

+

4 2He

+

n0

+

2.56 MeV

(7iii)

→

7 3Li

+

p+

+

5.0 MeV

(7iv)

→

7 4Be

+

n0

+

3.4 MeV

(8)

p+

+

6 3Li

→

4 2He

(

1.7 MeV

)

+

3 2He

(

2.3 MeV

)

(9)

3 2He

+

6 3Li

→

2 4 2He

+

p+

+

16.9 MeV

(10)

p+

+

11 5B

→

3 4 2He

+

8.7 MeV

تخليق نووي

Stellar nucleosynthesis Big Bang nucleosynthesis Supernova nucleosynthesis Cosmic ray spallation

مواضيع متعلقة

فيزياء فلكية اندماج نووي R-process S-process انشطار نووي

تعديل

For reactions with two products, the energy is divided between them in inverse proportion to their masses, as shown. In most reactions with three products, the distribution of energy varies. For reactions that can result in more than one set of products, the branching ratios are given.

Some reaction candidates can be eliminated at once. The D–⁶Li reaction has no advantage compared to p⁺–11
5B because it is roughly as difficult to burn but produces substantially more neutrons through 2
1D–2
1D side reactions. There is also a p⁺–7
3Li reaction, but the cross section is far too low, except possibly when T_i > 1 MeV, but at such high temperatures an endothermic, direct neutron-producing reaction also becomes very significant. Finally there is also a p⁺–9
4Be reaction, which is not only difficult to burn, but 9
4Be can be easily induced to split into two alpha particles and a neutron.

In addition to the fusion reactions, the following reactions with neutrons are important in order to "breed" tritium in "dry" fusion bombs and some proposed fusion reactors:

n0	+	6 3Li	→	3 1T	+	4 2He + 4.784 MeV
n0	+	7 3Li	→	3 1T	+	4 2He + n0 − 2.467 MeV

The latter of the two equations was unknown when the U.S. conducted the Castle Bravo fusion bomb test in 1954. Being just the second fusion bomb ever tested (and the first to use lithium), the designers of the Castle Bravo "Shrimp" had understood the usefulness of ⁶Li in tritium production, but had failed to recognize that ⁷Li fission would greatly increase the yield of the bomb. While ⁷Li has a small neutron cross-section for low neutron energies, it has a higher cross section above 5 MeV. The 15 Mt yield was 150% greater than the predicted 6 Mt and caused unexpected exposure to fallout.

To evaluate the usefulness of these reactions, in addition to the reactants, the products, and the energy released, one needs to know something about the nuclear cross section. Any given fusion device has a maximum plasma pressure it can sustain, and an economical device would always operate near this maximum. Given this pressure, the largest fusion output is obtained when the temperature is chosen so that ⟨σv⟩/T² is a maximum. This is also the temperature at which the value of the triple product nTτ required for ignition is a minimum, since that required value is inversely proportional to ⟨σv⟩/T² (see Lawson criterion). (A plasma is "ignited" if the fusion reactions produce enough power to maintain the temperature without external heating.) This optimum temperature and the value of ⟨σv⟩/T² at that temperature is given for a few of these reactions in the following table.

fuel	T [keV]	⟨σv⟩/T2 [m3/s/keV2]
2 1D–3 1T	13.6	1.24×10−24
2 1D–2 1D	15	1.28×10−26
2 1D–3 2He	58	2.24×10−26
p+–6 3Li	66	1.46×10−27
p+–11 5B	123	3.01×10−27

Note that many of the reactions form chains. For instance, a reactor fueled with 3
1T and 3
2He creates some 2
1D, which is then possible to use in the 2
1D–3
2He reaction if the energies are "right". An elegant idea is to combine the reactions (8) and (9). The 3
2He from reaction (8) can react with 6
3Li in reaction (9) before completely thermalizing. This produces an energetic proton, which in turn undergoes reaction (8) before thermalizing. Detailed analysis shows that this idea would not work well, but it is a good example of a case where the usual assumption of a Maxwellian plasma is not appropriate.

توافر وقود الاندماج النووي

انظر أيضاً: توافر العناصر الكيميائية, توافر العناصر في القشرة الأرضية, توافر العناصر (صفحة بيانات), اندماج نووي غير نيوتروني, دورة الكربون-نيتروجين, and اندماج بارد

نظير وقود الانصهار النووي	عمر النصف	التوافر
1 1H	مستقر	99.98%
2 1D	مستقر	0.02%
3 1T	12.32(2) y	trace
3 2He	مستقر	0.0002%
4 2He	مستقر	99.9998%
6 3Li	مستقر	7.59%
7 3Li	مستقر	92.41%
11 5B	مستقر	80%
12 6C	مستقر	98.9%
13 6C	مستقر	1.1%
13 7N	9.965(4) min	syn
14 7N	مستقر	99.6%
15 7N	مستقر	0.4%
14 8O	70.621(11) s	syn
15 8O	122.266(43) s	syn
16 8O	مستقر	99.76%
17 8O	مستقر	0.04%
18 8O	مستقر	0.20%
17 9F	64.370(27) s	syn
18 9F	109.734(8) min	trace
19 9F	مستقر	100%
18 10Ne	1664.20(47) ms	trace
19 10Ne	17.2569(19) s	trace

Neutronicity, confinement requirement, and power density

Any of the reactions above can in principle be the basis of fusion power production. In addition to the temperature and cross section discussed above, we must consider the total energy of the fusion products E_fus, the energy of the charged fusion products E_ch, and the atomic number Z of the non-hydrogenic reactant.

Specification of the 2
1D–2
1D reaction entails some difficulties, though. To begin with, one must average over the two branches (2i) and (2ii). More difficult is to decide how to treat the 3
1T and 3
2He products. 3
1T burns so well in a deuterium plasma that it is almost impossible to extract from the plasma. The 2
1D–3
2He reaction is optimized at a much higher temperature, so the burnup at the optimum 2
1D–2
1D temperature may be low. Therefore, it seems reasonable to assume the 3
1T but not the 3
2He gets burned up and adds its energy to the net reaction, which means the total reaction would be the sum of (2i), (2ii), and (1):

5 2
1D → 4
2He + 2 n⁰ + 3
2He + p⁺, E_fus = 4.03 + 17.6 + 3.27 = 24.9 MeV, E_ch = 4.03 + 3.5 + 0.82 = 8.35 MeV.

For calculating the power of a reactor (in which the reaction rate is determined by the D–D step), we count the 2
1D–2
1D fusion energy per D–D reaction as E_fus = (4.03 MeV + 17.6 MeV) × 50% + (3.27 MeV) × 50% = 12.5 MeV and the energy in charged particles as E_ch = (4.03 MeV + 3.5 MeV) × 50% + (0.82 MeV) × 50% = 4.2 MeV. (Note: if the tritium ion reacts with a deuteron while it still has a large kinetic energy, then the kinetic energy of the helium-4 produced may be quite different from 3.5 MeV, so this calculation of energy in charged particles is only an approximation of the average.) The amount of energy per deuteron consumed is 2/5 of this, or 5.0 MeV (a specific energy of about 225 million MJ per kilogram of deuterium).

Another unique aspect of the 2
1D–2
1D reaction is that there is only one reactant, which must be taken into account when calculating the reaction rate.

With this choice, we tabulate parameters for four of the most important reactions

fuel	Z	Efus [MeV]	Ech [MeV]	neutronicity
2 1D–3 1T	1	17.6	3.5	0.80
2 1D–2 1D	1	12.5	4.2	0.66
2 1D–3 2He	2	18.3	18.3	≈0.05
p+–11 5B	5	8.7	8.7	≈0.001

The last column is the neutronicity of the reaction, the fraction of the fusion energy released as neutrons. This is an important indicator of the magnitude of the problems associated with neutrons like radiation damage, biological shielding, remote handling, and safety. For the first two reactions it is calculated as (E_fus − E_ch)/E_fus. For the last two reactions, where this calculation would give zero, the values quoted are rough estimates based on side reactions that produce neutrons in a plasma in thermal equilibrium.

Of course, the reactants should also be mixed in the optimal proportions. This is the case when each reactant ion plus its associated electrons accounts for half the pressure. Assuming that the total pressure is fixed, this means that particle density of the non-hydrogenic ion is smaller than that of the hydrogenic ion by a factor 2/(Z + 1). Therefore, the rate for these reactions is reduced by the same factor, on top of any differences in the values of ⟨σv⟩/T². On the other hand, because the 2
1D–2
1D reaction has only one reactant, its rate is twice as high as when the fuel is divided between two different hydrogenic species, thus creating a more efficient reaction.

Thus there is a "penalty" of 2/(Z + 1) for non-hydrogenic fuels arising from the fact that they require more electrons, which take up pressure without participating in the fusion reaction. (It is usually a good assumption that the electron temperature will be nearly equal to the ion temperature. Some authors, however, discuss the possibility that the electrons could be maintained substantially colder than the ions. In such a case, known as a "hot ion mode", the "penalty" would not apply.) There is at the same time a "bonus" of a factor 2 for 2
1D–2
1D because each ion can react with any of the other ions, not just a fraction of them.

We can now compare these reactions in the following table.

fuel	⟨σv⟩/T2	penalty/bonus	inverse reactivity	Lawson criterion	power density [W/m3/kPa2]	inverse ratio of power density
2 1D–3 1T	1.24×10−24	1	1	1	34	1
2 1D–2 1D	1.28×10−26	2	48	30	0.5	68
2 1D–3 2He	2.24×10−26	2/3	83	16	0.43	80
p+–6 3Li	1.46×10−27	1/2	1700		0.005	6800
p+–11 5B	3.01×10−27	1/3	1240	500	0.014	2500

The maximum value of ⟨σv⟩/T² is taken from a previous table. The "penalty/bonus" factor is that related to a non-hydrogenic reactant or a single-species reaction. The values in the column "inverse reactivity" are found by dividing 1.24×10⁻²⁴ by the product of the second and third columns. It indicates the factor by which the other reactions occur more slowly than the 2
1D–3
1T reaction under comparable conditions. The column "Lawson criterion" weights these results with E_ch and gives an indication of how much more difficult it is to achieve ignition with these reactions, relative to the difficulty for the 2
1D–3
1T reaction. The next-to-last column is labeled "power density" and weights the practical reactivity by E_fus. The final column indicates how much lower the fusion power density of the other reactions is compared to the 2
1D–3
1T reaction and can be considered a measure of the economic potential.

Bremsstrahlung losses in quasineutral, isotropic plasmas

The ions undergoing fusion in many systems will essentially never occur alone but will be mixed with electrons that in aggregate neutralize the ions' bulk electrical charge and form a plasma. The electrons will generally have a temperature comparable to or greater than that of the ions, so they will collide with the ions and emit x-ray radiation of 10–30 keV energy, a process known as Bremsstrahlung.

The huge size of the Sun and stars means that the x-rays produced in this process will not escape and will deposit their energy back into the plasma. They are said to be opaque to x-rays. But any terrestrial fusion reactor will be optically thin for x-rays of this energy range. X-rays are difficult to reflect but they are effectively absorbed (and converted into heat) in less than mm thickness of stainless steel (which is part of a reactor's shield). This means the bremsstrahlung process is carrying energy out of the plasma, cooling it.

The ratio of fusion power produced to x-ray radiation lost to walls is an important figure of merit. This ratio is generally maximized at a much higher temperature than that which maximizes the power density (see the previous subsection). The following table shows estimates of the optimum temperature and the power ratio at that temperature for several reactions:

fuel	Ti [keV]	Pfusion/PBremsstrahlung
2 1D–3 1T	50	140
2 1D–2 1D	500	2.9
2 1D–3 2He	100	5.3
3 2He–3 2He	1000	0.72
p+–6 3Li	800	0.21
p+–11 5B	300	0.57

The actual ratios of fusion to Bremsstrahlung power will likely be significantly lower for several reasons. For one, the calculation assumes that the energy of the fusion products is transmitted completely to the fuel ions, which then lose energy to the electrons by collisions, which in turn lose energy by Bremsstrahlung. However, because the fusion products move much faster than the fuel ions, they will give up a significant fraction of their energy directly to the electrons. Secondly, the ions in the plasma are assumed to be purely fuel ions. In practice, there will be a significant proportion of impurity ions, which will then lower the ratio. In particular, the fusion products themselves must remain in the plasma until they have given up their energy, and will remain for some time after that in any proposed confinement scheme. Finally, all channels of energy loss other than Bremsstrahlung have been neglected. The last two factors are related. On theoretical and experimental grounds, particle and energy confinement seem to be closely related. In a confinement scheme that does a good job of retaining energy, fusion products will build up. If the fusion products are efficiently ejected, then energy confinement will be poor, too.

The temperatures maximizing the fusion power compared to the Bremsstrahlung are in every case higher than the temperature that maximizes the power density and minimizes the required value of the fusion triple product. This will not change the optimum operating point for 2
1D–3
1T very much because the Bremsstrahlung fraction is low, but it will push the other fuels into regimes where the power density relative to 2
1D–3
1T is even lower and the required confinement even more difficult to achieve. For 2
1D–2
1D and 2
1D–3
2He, Bremsstrahlung losses will be a serious, possibly prohibitive problem. For 3
2He–3
2He, p⁺–6
3Li and p⁺–11
5B the Bremsstrahlung losses appear to make a fusion reactor using these fuels with a quasineutral, isotropic plasma impossible. Some ways out of this dilemma have been considered but rejected. This limitation does not apply to non-neutral and anisotropic plasmas; however, these have their own challenges to contend with.

Mathematical description of cross section

Fusion under classical physics

In a classical picture, nuclei can be understood as hard spheres that repel each other through the Coulomb force but fuse once the two spheres come close enough for contact. Estimating the radius of an atomic nuclei as about one femtometer, the energy needed for fusion of two hydrogen is:

$E_{\mathrm{t}\mathrm{h}\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{s}\mathrm{h}}=\frac{1}{4\pi {ϵ}_0}\frac{Z_1{Z}_2}{r}\stackrel{\text{2 protons}}{\to }\frac{1}{4\pi {ϵ}_0}\frac{e^2}{1\mathrm{f}\mathrm{m}}\approx 1.4\mathrm{M}\mathrm{e}\mathrm{V}$

This would imply that for the core of the sun, which has a Boltzmann distribution with a temperature of around 1.4 keV, the probability hydrogen would reach the threshold is 10⁻²⁹⁰, that is, fusion would never occur. However, fusion in the sun does occur due to quantum mechanics.

Parameterization of cross section

The probability that fusion occurs is greatly increased compared to the classical picture, thanks to the smearing of the effective radius as the de Broglie wavelength as well as quantum tunneling through the potential barrier. To determine the rate of fusion reactions, the value of most interest is the cross section, which describes the probability that particles will fuse by giving a characteristic area of interaction. An estimation of the fusion cross-sectional area is often broken into three pieces:

$\sigma \approx {\sigma }_{\text{geometry}}\times T\times R,$

where ${\sigma }_{\text{geometry}}$ is the geometric cross section, T is the barrier transparency and R is the reaction characteristics of the reaction.

${\sigma }_{\text{geometry}}$ is of the order of the square of the de Broglie wavelength ${\sigma }_{\text{geometry}}\approx {\lambda }^2=(\frac{\hslash }{m_{\text{r}}v}{)}^2\propto \frac{1}{ϵ}$ where $m_{\text{r}}$ is the reduced mass of the system and $ϵ$ is the center of mass energy of the system.

T can be approximated by the Gamow transparency, which has the form: $T\approx e^{-\sqrt{{ϵ}_G/ϵ}}$ where ${ϵ}_G=(\pi \alpha Z_1{Z}_2{)}^2\times 2m_{\text{r}}{c}^2$ is the Gamow factor and comes from estimating the quantum tunneling probability through the potential barrier. α is the fine-structure constant, 1/137.036.

R contains all the nuclear physics of the specific reaction and takes very different values depending on the nature of the interaction. However, for most reactions, the variation of $R(ϵ)$ is small compared to the variation from the Gamow factor and so is approximated by a function called the astrophysical S-factor, $S(ϵ)$, which is weakly varying in energy. Putting these dependencies together, one approximation for the fusion cross section as a function of energy takes the form:

$\sigma (ϵ)\approx \frac{S(ϵ)}{ϵ}{e}^{-\sqrt{{ϵ}_G/ϵ}}$

More detailed forms of the cross-section can be derived through nuclear physics-based models and R-matrix theory.

Formulas of fusion cross sections

The Naval Research Lab's plasma physics formulary gives the total cross section in barns as a function of the energy (in keV) of the incident particle towards a target ion at rest fit by the formula:

${\sigma }^{\text{NRL}}(ϵ)=\frac{A_5+((A_4-A_3ϵ{)}^2+1{)}^{-1}{A}_2}{ϵ(e^{A_1{ϵ}^{-1/2}}-1)}$ with the following coefficient values:

NRL Formulary Cross Section Coefficients

	DT(1)	DD(2i)	DD(2ii)	DHe3(3)	TT(4)	THe3(6)
A1	45.95	46.097	47.88	89.27	38.39	123.1
A2	50200	372	482	25900	448	11250
A3	1.368×10−2	4.36×10−4	3.08×10−4	3.98×10−3	1.02×10−3	0
A4	1.076	1.22	1.177	1.297	2.09	0
A5	409	0	0	647	0	0

Bosch-Hale also reports a R-matrix calculated cross sections fitting observation data with Padé rational approximating coefficients. With energy in units of keV and cross sections in units of millibarn, the factor has the form:

$S^{\text{Bosch-Hale}}(ϵ)=\frac{A_1+ϵ(A_2+ϵ(A_3+ϵ(A_4+ϵA_5)\left)\right)}{1+ϵ(B_1+ϵ(B_2+ϵ(B_3+ϵB_4)\left)\right)}$, with the coefficient values:

Bosch-Hale coefficients for the fusion cross section

	DT(1)	DD(2ii)	DHe3(3)	THe4
${ϵ}_G$	31.3970	68.7508	31.3970	34.3827
A1	5.5576×104	5.7501×106	5.3701×104	6.927×104
A2	2.1054×102	2.5226×103	3.3027×102	7.454×108
A3	−3.2638×10−2	4.5566×101	−1.2706×10−1	2.050×106
A4	1.4987×10−6	0	2.9327×10−5	5.2002×104
A5	1.8181×10−10	0	−2.5151×10−9	0
B1	0	−3.1995×10−3	0	6.38×101
B2	0	−8.5530×10−6	0	−9.95×10−1
B3	0	5.9014×10−8	0	6.981×10−5
B4	0	0	0	1.728×10−4
Applicable Energy Range [keV]	0.5–5000	0.3–900	0.5–4900	0.5–550
$(\mathrm{\Delta }S{)}_{\text{max}}\%$	2.0	2.2	2.5	1.9

where ${\sigma }^{\text{Bosch-Hale}}(ϵ)=\frac{S^{\text{Bosch-Hale}}(ϵ)}{ϵ\exp ({ϵ}_G/\sqrt{ϵ})}$

Maxwell-averaged nuclear cross sections

In fusion systems that are in thermal equilibrium, the particles are in a Maxwell–Boltzmann distribution, meaning the particles have a range of energies centered around the plasma temperature. The sun, magnetically confined plasmas and inertial confinement fusion systems are well modeled to be in thermal equilibrium. In these cases, the value of interest is the fusion cross-section averaged across the Maxwell–Boltzmann distribution. The Naval Research Lab's plasma physics formulary tabulates Maxwell averaged fusion cross sections reactivities in $\mathrm{c}{\mathrm{m}}^{\mathrm{3}}/\mathrm{s}$.

NRL Formulary fusion reaction rates averaged over Maxwellian distributions

Temperature [keV]	DT(1)	DD(2ii)	DHe3(3)	TT(4)	THe3(6)
1	5.5×10−21	1.5×10−22	1.0×10−26	3.3×10−22	1.0×10−28
2	2.6×10−19	5.4×10−21	1.4×10−23	7.1×10−21	1.0×10−25
5	1.3×10−17	1.8×10−19	6.7×10−21	1.4×10−19	2.1×10−22
10	1.1×10−16	1.2×10−18	2.3×10−19	7.2×10−19	1.2×10−20
20	4.2×10−16	5.2×10−18	3.8×10−18	2.5×10−18	2.6×10−19
50	8.7×10−16	2.1×10−17	5.4×10−17	8.7×10−18	5.3×10−18
100	8.5×10−16	4.5×10−17	1.6×10−16	1.9×10−17	2.7×10−17
200	6.3×10−16	8.8×10−17	2.4×10−16	4.2×10−17	9.2×10−17
500	3.7×10−16	1.8×10−16	2.3×10−16	8.4×10−17	2.9×10−16
1000	2.7×10−16	2.2×10−16	1.8×10−16	8.0×10−17	5.2×10−16

For energies $T\le 25\text{ keV}$ the data can be represented by:

$(\overline{\sigma v}{)}_{DD}=2.33\times 10^{-14}\cdot T^{-2/3}\cdot e^{-18.76T^{-1/3}}{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{\mathrm{3}}/\mathrm{s}$

$(\overline{\sigma v}{)}_{DT}=3.68\times 10^{-12}\cdot T^{-2/3}\cdot e^{-19.94T^{-1/3}}{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{\mathrm{3}}/\mathrm{s}$

with T in units of keV.

التطبيقات

توليد الكهرباء

مراحل التجارب الصينية لتوليد الكهرباء من الاندماج النووي، والتي بدأت من عام 2023 حتى التوليد المفترض في 2030.

في يوليو 2026 أعلنت الصين عزمها توليد أول كهرباء من الاندماج النووي عام 2023 - بعد أن اجتاز مغناطيسين حلقيين يزن كل منهما 582 طناً، وهما أكبر مغناطيسات فائقة التوصيل تم بناؤها على الإطلاق لجهاز اندماج، اختبارات الحمل الكامل في يوليو 2026. قبل هذا التاريخ يوجد مشروعان لتوليد الطاقة الكهربائية من الاندماج النووي: الأول عام 2003، مفاعل توكاماك في خفي، حامل الرقم القياسي العالمي للحفاظ على پلازما بدرجة حرارة 100 مليون درجة لمدة 1066 ثانية، والثاني عام 2019، مفاعل توكاماك HL-3 في چنگدو، الذي دفع النوى الذرية إلى 117 مليون درجة مئوية- أي ما يقرب من ثمانية أضعاف درجة حرارة لب الشمس. يُعرف الجهاز الذي ينتمي إليه هذان المغناطيسيان العملاقان باسم BEST، وهو جهاز توكاماك تجريبي فائق التوصيل يعمل بالپلازما المحترقة، ويجري بناؤه حالياً في مدينة خفي. يُعد هذا الجهاز صغير الحجم وعالي المجال المغناطيسي، وقد تم تركيب قاعدته في أكتوبر 2025. اجتازت مغناطيساته العملاقة اختبارات التحميل الكامل، ومن المقرر الانتهاء من بنائه بنهاية عام 2027. مهمة BEST هي المهمة التي لم ينجزها أي جهاز اندماج نووي على وجه الأرض حتى الآن.

عرضٌ عملي لتوليد الطاقة الاندماجية. الحصول على طاقة من الپلازما المحترقة تفوق الطاقة المُدخلة. إدارة دورة وقود التريتيوم في الوقت الفعلي. وإنتاج أول كهرباء مُولّدة بالاندماج في الصين. وقد أصبح الاندماج النووي الآن سياسة رسمية للدولة. أُدرج الاندماج النووي القابل للتحكم ضمن المشاريع الرئيسية للخطة الخمسية الخامسة عشرة للصين، والتي تغطي الفترة 2026-2030.

تنص خارطة الطريق التي وضعها كبير العلماء في المؤسسة الوطنية النووية الصينية على إجراء أول تجربة لإشعال الاندماج بحلول عام 2027 تقريباً. والقدرة على التصميم الكامل لمفاعل اختبار هندسي بحلول عام 2030 تقريبًاً. ويُبنى هذا المفاعل حوالي عام 2035. ومفاعل تجريبي بحلول عام 2045. وتغذية الكهرباء الاندماجية لشبكة الصين بحلول منتصف القرن.

التوصيل الفائق المتقدم التجريبي توكاماك EAST هو مشروع اندماج نووي ضخم يضم 35 دولة، يقع في جنوب فرنسا. ويجري تصنيع مكوناته الرئيسية. يعمل كل من EAST وHL3 كمنصات اختبار فيزيائية لمشروع المفاعل النووي الحراري التجريبي الدولي ITER الذي سيُجرى بكامل طاقته. يكمن التحدي الحقيقي في تحقيق صافي طاقة، يجب أن يُولّد المفاعل طاقة من تفاعل الاندماج أكبر من طاقة التسخين الخارجية المُدخلة إلى الپلازما. لم يُنتج أي مفاعل، لا في الصين ولا في أي مكان آخر، صافي طاقة، ناهيك عن صافي كهرباء.

حققت مفاعلات أخرى، مثل منشأة الإشعال الوطنية في الولايات المتحدة، طاقة صافية علمية باستخدام تقنية الحصر بالقصور الذاتي المدفوعة بالليزر. وقد تم التحكم في درجة الحرارة والمدة والكثافة كلٌ على حدة. يحتاج تشغيل محطة الطاقة إلى توفير جميع هذه العناصر في آن واحد، وبشكل مستدام ليس لدقائق، بل لأشهر.

انظر أيضاً

• China Fusion Engineering Test Reactor
• Cold fusion
• Focus fusion
• FuseNet
• Fusion rocket
• Impulse generator
• Joint European Torus
• List of computational physics software
• List of fusion experiments
• List of Fusor examples
• Neutron source
• Nuclear energy
• Nuclear physics
• Nuclear reactor
• Periodic table
• Pulsed power
• Pure fusion weapon
• Teller–Ulam design
• Timeline of nuclear fusion
• Triple-alpha process

References

Further reading

• "What is Nuclear Fusion?". NuclearFiles.org. Archived from the original on 28 September 2006. Retrieved 12 January 2006.
• Atzeni, Stefano; Meyer-ter-Vehn, Jürgen (2004). "Nuclear fusion reactions" (PDF). The physics of inertial fusion: beam plasma interaction, hydrodynamics, hot dense matter. International series of monographs on physics (Repr ed.). Oxford: Clarendon Press. ISBN 978-0-19-856264-1. Archived from the original (PDF) on 24 January 2005.
• Brumfiel, Geoff (22 May 2006). "Chaos could keep fusion under control". Nature. doi:10.1038/news060522-2. ISSN 0028-0836. S2CID 62598131.
• Bussard, Robert (8 October 2007) [9 November 2006]. Should Google Go Nuclear? Clean, cheap, nuclear power... (Video). Google TechTalks – via YouTube.
• Wenisch, Antonia; Kromp, Richard; Reinberger, David (November 2007). "Science or Fiction: Is there a Future for Nuclear?" (PDF). Austrian Institute of Ecology. Archived from the original (PDF) on 26 January 2021. Retrieved 8 October 2008.
• Kikuchi, Mitsuru; Lackner, Karl & Tran, M. Q. (2012). Fusion physics. Publication / Division of Scientific and Technical Information, International Atomic Energy Agency. Vienna: International Atomic Energy Agency. p. 22. ISBN 978-92-0-130410-0. Archived from the original on 8 December 2015. Retrieved 8 December 2015.
• Janev, R. K., ed. (1995). Atomic and Molecular Processes in Fusion Edge Plasmas. Boston, MA: Springer US. doi:10.1007/978-1-4757-9319-2. ISBN 978-1-4757-9321-5. Archived from the original on 16 January 2023. Retrieved 16 January 2023.
• Iliadis, Christian (2015). Nuclear Physics of Stars, 2nd ed. Weinheim: Wiley-VCH. doi:10.1002/9783527692668. ISBN 978-3-527-69266-8.

External links

• NuclearFiles.org – A repository of documents related to nuclear power.
• Annotated bibliography for nuclear fusion from the Alsos Digital Library for Nuclear Issues
• NRL Fusion Formulary Archived 26 أكتوبر 2020 at the Wayback Machine
• "FusionWiki".