Fusão nuclear

Fusão nuclear é o processo no qual dois ou mais núcleos atômicos se juntam e formam um outro núcleo de maior número atômico. A fusão nuclear requer muita energia para acontecer, e geralmente libera muito mais energia do que a que consome. Quando ocorre com elementos mais leves que o ferro e o níquel (que possuem as maiores forças de coesão nuclear de todos os átomos, sendo portanto mais estáveis) ela geralmente libera energia, e com elementos mais pesados ela consome. Até hoje, início do século XXI, ainda não foi encontrada uma forma de controlar comercialmente a fusão nuclear, como acontece com a fissão, embora existam laboratórios de pesquisa que utilizam reatores de fusão nuclear em pesquisas científicas. Um projeto que caminha para a demonstração da viabilidade comercial do uso da fusão nuclear controlada é o ITER.

O principal tipo de fusão que ocorre no interior das estrelas é o de hidrogênio em hélio, onde quatro prótons se fundem em uma partícula alfa (um núcleo de hélio), liberando dois pósitrons, dois neutrinos e energia. Mas, dentro desse processo, ocorrem várias reações individuais, que variam de acordo com a massa da estrela. Para estrelas do tamanho do Sol ou menores, a cadeia próton-próton é a reação dominante. Em estrelas de massa elevada predomina o ciclo CNO.

A fusão de deutério e trítio (isótopos do hidrogênio) pode gerar nêutrons, o que é perigoso e torna o processo menos eficaz.^[1] A fusão aneutrônica (sem geração de nêutrons) é possível com o uso de elementos como o hélio-3 (raro na Terra), lítio e boro (abundantes na superfície terrestre),^[1] entre outros.

Vale ressaltar que há conservação da energia, e, portanto, pode-se calcular a massa dos quatro prótons e do núcleo de hélio, e subtrair a soma das massas das partículas iniciais daquela do produto desta reação nuclear para calcular a energia produzida.

Utilizando a equação E=mc², pode-se calcular a energia liberada, oriunda da diferença de massas. Uma vez que o valor de c é muito grande (cerca de 3×10⁸ m/s), mesmo uma massa muito pequena corresponde a uma enorme quantidade de energia. Este fato levou muitos engenheiros e cientistas a iniciar projetos para o desenvolvimento de reatores de fusão (Tokamaks) de modo a gerar eletricidade (por exemplo, a fusão de poucos cm³ de deutério, um isótopo de hidrogênio, produziria uma energia equivalente àquela produzida pela queima de 20 toneladas de carvão).

Requisitos para a fusão

Uma substancial barreira de energia deve ser vencida antes que a fusão possa ocorrer. A grandes distâncias, dois núcleos expostos se repelem mutuamente devido à força eletrostática que atua entre seus prótons positivamente carregados. Se os núcleos puderem ser aproximados suficientemente, porém, a barreira eletrostática pode ser sobrepujada pela força nuclear forte a qual é mais poderosa a curta distância do que a repulsão eletromagnética.

Três fases da reação de fusão nuclear:

1: o deutério e o trítio são acelerados até uma velocidade que permita o início da reação.	2: é criado um núcleo instável de He⁵. 3: a ejeção de um nêutron e a expulsão de um núcleo de He⁴.

Quando uma partícula tal como o próton ou nêutron é adicionado a um núcleo, ele é atraído pelos outros núcleons, mas principalmente por seus vizinhos imediatos devido à força de curto alcance. Os núcleons no interior do núcleo têm mais vizinhos do que aqueles na sua superfície. Desde que núcleos menores têm uma grande razão de superfície para volume, a energia de ligação por núcleon devido à força nuclear forte geralmente aumenta como o aumento do tamanho do núcleo, mas atinge um valor limite que corresponde à vizinhança do núcleon totalmente preenchida.

A força eletrostática, por outro lado, é uma força proporcional ao inverso do quadrado da distância; então, um próton adicionado ao núcleo ira sentir uma repulsão eletrostática de todos os prótons no núcleo. A energia eletrostática por núcleon devido à força eletrostática irá portanto aumentar independentemente do tamanho do núcleo.

O resultado combinado destas duas forças opostas é que a energia de ligação por núcleon geralmente aumenta com o aumento de tamanho do átomo, para elementos até com núcleo do tamanho de ferro e níquel, e diminui para núcleos mais pesados. Eventualmente, a energia de ligação se torna negativa e núcleos muitos pesados não são estáveis. Os quatro núcleos blindados mais compactos, em ordem decrescente de energia de ligação, são ⁶²Ni, ⁵⁸Fe, ⁵⁶Fe e ⁶⁰Ni . Embora o isótopo do Níquel ⁶²Ni seja o mais estável, o isótopo do Ferro ⁵⁶Fe é uma ordem de magnitude mais comum. Isto é devido em grande parte à grande razão de desintegração do ⁶²Ni no interior de estrelas conduzida pela absorção de fótons.

Fusão aneutrônica de lítio-6 + deutério. Reação na qual a energia liberada é transportada por partículas alfa e não por nêutrons sendo, portanto, livre de radiações nocivas.^[1]

Uma notável exceção a esta regra geral é o núcleo do hélio-4, cuja energia de ligação é maior que a do lítio, o próximo elemento mais pesado. O princípio de exclusão de Pauli provê uma explicação para este comportamento excepcional – isto se dá porque os prótons e nêutrons são férmions, eles não podem coexistir exatamente no mesmo estado. Cada estado energético de um próton ou nêutron em um núcleo pode acomodar uma partícula de spin para abaixo e outra de spin para acima. O Hélio-4 tem uma banda de energia de ligação anormalmente grande porque seu núcleo consiste de dois prótons e dois nêutrons; então todos os núcleons dele podem estar em um estado fundamental. Qualquer núcleon adicional deverá ir para um estado energético alto.

A situação é similar se dois núcleos são colocados juntos. Ao se aproximarem, todos os prótons em um núcleo repelem todos os prótons do outro, até o ponto em que os dois núcleos entrem em contato para que a força nuclear forte domine. Consequentemente, mesmo quando o estado de energia final é mais baixo, há uma grande barreira energética que deve ser ultrapassada primeiro. Na química, este fato é conhecido como energia de ativação. Em física nuclear ele é chamado de barreira de Coulomb.

A barreira de Coulomb é menor para os isótopos do hidrogênio – eles contêm uma única carga positiva em seus núcleos. Um bipróton não é estável, então os nêutrons devem ser envolvidos, de forma a produzir um núcleo de hélio.

Usando combustível deutério-trítio, a barreira de energia resultante é de cerca de 0,1 MeV. Em comparação, a energia necessária para remover um elétron do hidrogênio é 13,6 eV, cerca 7 500 vezes menos energia. O resultado (intermediário) da fusão é um núcleo instável de ⁵He, o qual imediatamente ejeta um nêutron com 14,1 MeV. A energia recuperada do núcleo de ⁴He remanescente é 3,5 MeV, então a energia total liberada é 17,6 MeV. Isto é muitas vezes mais que a barreira de energia a ser transposta.

Se a energia para iniciar a reação vem da aceleração de um núcleo, o processo é chamado de fusão por projétil-alvo; se ambos os núcleos são acelerados, isto é fusão projétil|projétil. Se o núcleo faz parte de um plasma próximo ao equilíbrio térmico, denominamos fusão termonuclear. A temperatura é uma medida da energia cinética média das partículas, então por aquecimento o núcleo deverá ganhar energia e eventualmente transpor a barreira de 0,1 MeV. A conversão das unidades entres elétron-volts e kelvins mostra que esta barreira será transposta quando a temperatura ultrapassar 1 GK, obviamente uma temperatura muito alta.

Há dois fatos que podem diminuir a temperatura necessária. Um é o fato que a temperatura é uma média da energia cinética, implicando que alguns núcleos a esta temperatura poderão já ter uma energia maior que 0,1 MeV, enquanto outros um pouco menos. Estes núcleos na faixa de alta-energia da distribuição de velocidade participam da maioria das reações de fusão. O outro efeito é o tunelamento quântico. O núcleo não precisa sempre ter bastante energia, podendo atravessar, por efeito túnel, a barreira restante. Por esta razão, combustíveis a temperaturas menores podem experimentar eventos de fusão, a uma taxa mais baixa.

A fusão de reação de deutério-trítio aumenta sua taxa rapidamente com a temperatura até ela se maximizar a 70 keV. (800 milhões kelvins) e então gradualmente descende.

A seção de choque da reação (σ), é uma medida da probabilidade da reação de fusão como função da velocidade relativa dos dois núcleos reagentes. Se os núcleos têm uma distribuição de velocidade, por exemplo, uma distribuição térmica, então é vantajoso fazer uma média sobre as distribuições do produto da seção de choque e da velocidade. A taxa de reação (fusões por volume por tempo) é <σv> vezes o produto da densidade numérica dos participantes:

$f=n_{1}n_{2}\langle \sigma v\rangle$

Se um tipo de núcleo está reagindo com si próprio, tal como a reação DD, então o produto $n_{1}n_{2}$ pode ser substituído por $(1/2)n^{2}$ .

$\langle \sigma v\rangle$ aumenta de praticamente zero em temperatura ambiente, até valores significativos em temperaturas da ordem de 10 - 100 keV. A estas temperaturas, bem acima da energia de ionização típica (13,6 eV no caso do hidrogênio), os núcleos reagentes da fusão existem em um estado de plasma.

O significado de $\langle \sigma v\rangle$ como função da temperatura, em um dispositivo com um determinado tempo de confinamento da energia, é determinado pela utilização do critério de Lawson.

Processo de Fusão

O mecanismo de fusão é quase o inverso do mecanismo de fissão nuclear: núcleos leves e rápidos podem colidir, e fundir para formar núcleos mais pesados, sendo que há também uma quantidade considerável de energia liberada nesse processo. Essa energia está associada à dissipação de calor, depende diretamente das massas dos parceiros envolvidos na reação e tem suas propriedades relacionadas com a matéria nuclear, isto é, para que ocorra a fusão, alguns requisitos devem ser satisfeitos pelos parceiros envolvidos no processo:

1) a energia cinética dos núcleos da reação deve ser grande para possibilitar o aumento da probabilidade de penetração na barreira coulombiana; esse processo ocorre em núcleos muito leves, a uma temperatura da ordem de 10⁷K, estando, então, os átomos completamente ionizados, prefigurando um estado de plasma.^[2]

2) a densidade de matéria presente nas temperaturas envolvidas na reação de fusão deve ser extremamente alta. O interior das estrelas, em especial o sol, dispõe de todo cenário propício a esse tipo de reação, a densidade do interior do sol é de cerca de 1 000 g/cm³ a uma temperatura de 1,5 x 10⁷K.

A reação de fusão de hidrogénio em hélio, que ocorre no interior das estrelas e que esteve presente no início da formação do universo, na nucleossíntese primordial, segue o esquema:

H^{1}+H^{1}\rightarrow H^{2}+e^{+}+\nu +0,42{\text{ MeV}}

H^{2}+H^{1}\rightarrow H^{3}+\gamma +\nu +5,49{\text{ MeV}}

H^{3}+H^{3}\rightarrow H^{4}+2H^{1}+\gamma +12,86{\text{ MeV}}

Reações de fusão exploráveis

As reações de fusão que liberam mais energia são aquelas que envolvem os núcleos mais leves, sendo o seu defeito de massa mais importante. A reação mais exotérmica é a fusão de quatro núcleos de prótio (¹H) em um núcleo de hélio-4 (⁴He), mas ela exige temperaturas e pressões que não se tem esperança de atingir na Terra em um futuro próximo.

A maioria dos projetos atuais de fusão nuclear visa, portanto, explorar a fusão do deutério (²H ou D). Este isótopo é relativamente pouco abundante (0,015%), mas é fácil de extrair da água do mar, que constitui um jazigo praticamente inesgotável. As principais reações de fusão do deutério são:

Reação	Produtos	Energia (E_ch)	Energia Adicional	Total (Q)
²H + ²H	⟶ ³He (0,82 MeV)	0,82 MeV	+ n (2,45 MeV)	3,27 MeV
²H + ²H	⟶ T (1,01 MeV)	1,01 MeV	+ p (3,03 MeV)	4,04 MeV
²H + T	⟶ ⁴He (3,52 MeV)	3,52 MeV	+ n (14,1 MeV)	17,6 MeV
²H + ³He	⟶ ⁴He (3,67 MeV)	3,67 MeV	+ p (14,7 MeV)	18,37 MeV

A reação privilegiada nestes projetos é a D + T ⟶ ⁴He + n, que tem o mérito de exigir temperaturas e pressões realizáveis. No entanto, ela apresenta dois inconvenientes: consome trítio (raro e radioativo) e produz neutrões que podem tornar radioativos os materiais do reator.

O balanço consolidado para o ciclo completo de queima, integrando as ramificações D-D e a reação D-T subsequente, resulta em:

E_fus = 4,03 + 17,6 + 3,27 = 24,9 MeV
E_ch = 4,03 + 3,5 + 0,82 = 8,35 MeV

Vantagens e Aplicações

As principais vantagens em relação aos atuais reatores de fissão são:

Obtenção de combustível: o deutério provém da água do mar e o trítio pode ser obtido no próprio reator a partir do lítio.
A fusão é um processo mais seguro que a fissão, uma vez que a quantidade de combustível empregado é menor, sem liberação descontrolada de energia e as taxas de radiação emitidas são inferiores à taxa de radiação natural que incide na superfície terrestre;
Lixo nuclear: menor produção comparada à fissão; o lixo não serve como matéria-prima para armas nucleares.

Menor produção de lixo nuclear comparado à fissão, além do que o lixo proveniente da fusão não é matéria prima para fabricação de armas nucleares, como no caso da fissão. Atualmente, a NASA tem investido em pesquisas na construção de reatores nucleares de fusão para gerar energia para foguetes espaciais. Propulsores a fusão seriam mais eficientes e tornariam os foguetes mais velozes, além de propiciar viagens mais longas, uma vez que o combustível (hidrogênio) seria gerado de forma ilimitada no processo.^[2]

Outros projetos, como o da TAE Technologies, utilizam a reação p + ¹¹B ⟶ 3 ⁴He. Esta reação é, na realidade, uma fissão, pois os protões quebram os núcleos de boro, mas é considerada fusão por suas características práticas e por ser exotérmica devido a uma bizarreria da curva de defeito de massa.^[3]

Fusão em plasma

Em primeiro lugar, recordemos que a colisão de dois núcleos de deutério gera um núcleo de Hélio mais um nêutron e libera uma energia de 5,12 x 10⁻¹³ Joules (3,2 Mev). Se esta energia fosse transferida para um grama de água, na forma de calor, a temperatura da água aumentaria de apenas 1,26 x 10⁻¹³ °C. Portanto, para se ter um aumento significativo de temperatura da água, gerar vapor e movimentar as turbinas de uma Usina de Energia, necessitamos de um número muito grande de reações de Fusão.^[4]

Resta então a questão: Como obter este grande número de reações? A resposta óbvia é: coloque o maior número possível de núcleos de deutério em condições de reação. Muito fácil de responder, mas anos e anos de pesquisa em física de plasma demonstram que é muito difícil fazê-lo.

Para entender as dificuldades vamos tomar, apenas por hipótese, uma certa quantidade de átomos de deutério em estado sólido. Obviamente, um grama de deutério tem um número muito grande de átomos que, se reagissem, forneceriam muita energia. No entanto, os átomos de deutério em estado sólido estão praticamente parados e não têm energia cinética suficiente para vencer a repulsão coulombiana. Portanto, não estão em condições de realizar uma reação de fusão.

Para vencer a repulsão coulombiana deve-se aumentar a energia cinética dos átomos de deutério, o que pode ser feito aquecendo-se o sólido. Ao aumentarmos a temperatura, o sólido sofre uma transição de fase transformando-se primeiramente num líquido e depois num gás. Num gás, uma percentagem grande das partículas tem uma energia cinética próxima da energia cinética média que é proporcional à temperatura:

$E_{\text{cinmédia}}={\Bigg (}{\frac {3}{2}}{\Bigg )}kT$

(onde k é a constante de Boltzmann e T é a temperatura medida em kelvin). Assim, para vencer a repulsão coulombiana, o nosso gás de deutério deve estar a uma temperatura de aproximadamente 116 000 000 graus Celsius. (Isto corresponde a uma energia cinética média de 10 keV.)

Esta temperatura elevada traz consigo algumas perguntas. Como aquecer um gás a esta temperatura? Como confinar um gás tão quente? Será que a matéria não se modifica a temperaturas tão altas? As duas primeiras perguntas parecem ter uma natureza tecnológica, no entanto, a sua solução só poderá ser obtida se soubermos mais sobre a terceira indagação cuja natureza científica é evidente. Um primeiro aspecto a ser considerado é que, após uma certa temperatura, um gás usualmente constituído de átomos e moléculas sofre transformações, pois os elétrons são arrancados dos átomos e as moléculas se quebram devido à violência dos choques. Em temperaturas da ordem de 20 000 a 30 000 °C não haverá mais átomos e moléculas, mas apenas íons e elétrons viajando e se chocando em velocidades fantásticas.^[4]

Estes íons e elétrons não mais se comportarão como um gás, visto que, além das colisões, sentirão os efeitos do campo elétrico e magnético devido às suas cargas e correntes. Isto caracteriza um novo estado da matéria denominado plasma pelos físicos americanos Langmuir e Tonx em 1923.

Portanto, em busca das condições adequadas de confinamento e temperatura para ocorrência de fusões nucleares, nos deparamos naturalmente com este novo estado da matéria que é o plasma. Um estudo das características do plasma vai nos permitir inclusive entender como é possível manter uma certa quantidade de substância confinada a temperaturas tão altas.

Características fundamentais do plasma e suas implicações

Um plasma se caracteriza por ser um gás altamente ionizado, quase neutro e não se encontrar em equilíbrio térmico. A primeira característica (alta ionização) já foi discutida. A quase neutralidade se refere ao fato de que, embora a carga total num plasma (cargas positivas dos íons mais cargas negativas dos elétrons) seja praticamente nula, existem regiões onde se pode ter acúmulos significativos de cargas formando zonas não neutras.

As regiões onde isso ocorre têm dimensões pequenas em comparação com as dimensões totais do plasma. O acúmulo de cargas (positivas ou negativas) vai afetar as colisões entre os íons e elétrons, pois cria pontos de atração e/ou repulsão e estabelece campos de força. Deste modo, o movimento de uma partícula se modificará apenas por choques com contato direto, mas poderão ainda sentir os efeitos da presença de partículas distantes através dos campos de força.

A quase-neutralidade pode ainda gerar movimentos coerentes de um grande número de partículas. Estes movimentos, denominados movimentos coletivos, ocorrem, por exemplo, quando um número grande de íons (cargas positivas) se separa de um número grande de elétrons. Nesta situação, surgem forças atrativas que tendem a restaurar a neutralidade, isto é, aproximam as cargas opostas. Isto causa um movimento oscilatório no qual as cargas opostas se aproximam e se afastam. A aplicação de campos externos pode também gerar movimentos coletivos tais como correntes ou mesmo ondas. Portanto, um plasma difere muito de um gás, pois neste último as partículas só sentem a presença das outras quando sofrem uma colisão. Num plasma as interações de longo alcance geradas pelos campos fazem com que os movimentos de partículas distantes sejam correlacionados. Existem dentro de um plasma dois processos competitivos: de um lado os movimentos coletivos e do outro as colisões.

As colisões tendem a destruir a coerência, isto é, a natureza ordenada dos movimentos coletivos, pois espalham as partículas erraticamente. Num projeto de fusão nuclear em plasma se pretende obter uma solução de compromisso entre os dois processos. Isto é, pretende-se utilizar a coerência dos movimentos coletivos para propiciar um número grande de colisões que gerem fusão. Como os dois processos são antagônicos esta solução de compromisso não é fácil.

Reações importantes

Cadeias de reações estelares

Nas temperaturas e densidades dos núcleos estelares, as taxas de reações de fusão são notoriamente lentas. Por exemplo, na temperatura do núcleo solar (T ≈ 15 MK) e densidade (160 g/cm³), a taxa de liberação de energia é de apenas 276 μW/cm³—cerca de um quarto da taxa volumétrica na qual um corpo humano em repouso gera calor.^[5] Assim, a reprodução das condições do núcleo estelar em laboratório para a produção de energia por fusão nuclear é completamente impraticável. Como as taxas de reação nuclear dependem tanto da densidade quanto da temperatura, e a maioria dos esquemas de fusão opera em densidades relativamente baixas, esses métodos são fortemente dependentes de temperaturas mais altas. A taxa de fusão como uma função da temperatura (exp(−E/kT)), leva à necessidade de atingir temperaturas em reatores terrestres 10–100 vezes maiores do que nos interiores estelares: T ≈ (0,1–1,0)×10⁹ K.

Critérios e candidatos para reações terrestres

Na fusão artificial, o combustível primário não está restrito a prótões e temperaturas mais elevadas podem ser utilizadas, de modo que são escolhidas reações com seções de choque maiores. Outra preocupação é a produção de neutrões, que ativam radiologicamente a estrutura do reator, mas também têm as vantagens de permitir a extração volumétrica da energia de fusão e a criação de trítio. Reações que não liberam neutrões são referidas como aneutrônicas.

Para ser uma fonte de energia útil, uma reação de fusão deve satisfazer vários critérios. Ela deve:

Ser exotérmica: Isso limita os reagentes ao lado de baixo Z (número de prótões) da curva de energia de ligação. Também torna o hélio ⁴
He
o produto mais comum devido à sua ligação extraordinariamente forte, embora o ³
He
e o ³
H
também apareçam. ; Envolver núcleos de baixo número atômico (Z) : Isso ocorre porque a repulsão eletrostática que deve ser superada antes que os núcleos estejam próximos o suficiente para se fundirem (barreira de Coulomb) está diretamente relacionada ao número de prótons que ele contém – seu número atómico. ; Ter dois reagentes : Em qualquer densidade inferior à estelar, colisões de três corpos são improváveis demais. No confinamento inercial, tanto as densidades quanto as temperaturas estelares são excedidas para compensar as deficiências do terceiro parâmetro do critério de Lawson, o tempo de confinamento muito curto do ICF. ; Ter dois ou mais produtos : Isso permite a conservação simultânea de energia e momento sem depender da força eletromagnética. ; Conservar tanto prótons quanto nêutrons : As seções de choque para a interação fraca são pequenas demais.

Poucas reacções atendem a estes critérios. As seguintes são aquelas com as maiores secções transversais:^[6]^[7]

(1)

Deutério

+

Trítio

→

Hélio-4

(

3,561 MeV

)

+

n⁰

(

14,028 MeV

)

(2i)

Deutério

+

Deutério

→

Trítio

(

1,01 MeV

)

+

p⁺

(

3,02 MeV

)

50%

(2ii)

→

Hélio-3

(

0,82 MeV

)

+

n⁰

(

2,45 MeV

)

50%

(3)

Deutério

+

Hélio-3

→

Hélio-4

(

3,6 MeV

)

+

p⁺

(

14,7 MeV

)

(4)

Trítio

+

Trítio

→

Hélio-4

+

2 n⁰

+

11,3 MeV

(5)

Hélio-3

+

Hélio-3

→

Hélio-4

+

2 p⁺

+

12,9 MeV

(6i)

Hélio-3

+

Trítio

→

Hélio-4

+

p⁺

+

n⁰

+

12,1 MeV

57%

(6ii)

→

Hélio-4

(

4,8 MeV

)

+

Deutério

(

9,5 MeV

)

43%

(7i)

Deutério

+

Lítio-6

→

2 Hélio-4

+

22,4 MeV

(7ii)

→

Hélio-3

+

Hélio-4

+

n⁰

+

2,56 MeV

(7iii)

→

Lítio-7

+

p⁺

+

5,0 MeV

(7iv)

→

Berílio-7

+

n⁰

+

3,4 MeV

(8)

p⁺

+

Lítio-6

→

Hélio-4

(

1,7 MeV

)

+

Hélio-3

(

2,3 MeV

)

(9)

Hélio-3

+

Lítio-6

→

2 Hélio-4

+

p⁺

+

16,9 MeV

(10)

p⁺

+

Boro-11

→

3 Hélio-4

+

8,7 MeV

Para reações com dois produtos, a energia é dividida entre eles na proporção inversa de suas massas, conforme mostrado. Na maioria das reações com três produtos, a distribuição da energia varia. Para reações que podem resultar em mais de um conjunto de produtos, as razões de ramificação (branching ratios) são fornecidas.

Algumas candidatas a reações podem ser eliminadas imediatamente. A reação D–⁶Li não apresenta vantagem em comparação à p⁺–¹¹
₅B
porque é aproximadamente tão difícil de queimar, mas produz substancialmente mais nêutrons por meio de reações secundárias ²
₁D
–²
₁D
. Existe também uma reação p⁺–⁷
₃Li
, mas a seção de choque é excessivamente baixa, exceto possivelmente quando T_i > 1 MeV, mas em temperaturas tão altas uma reação endotérmica produtora direta de nêutrons também se torna muito significativa. Finalmente, existe também uma reação p⁺–⁹
₄Be
, que não é apenas difícil de queimar, mas o ⁹
₄Be
pode ser facilmente induzido a se dividir em duas partículas alfa e um nêutron.

Além das reações de fusão, as seguintes reações com nêutrons são importantes para "criar" (breed) trítio em bombas de fusão "secas" e em alguns reatores de fusão propostos:

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

A última das duas equações era desconhecida quando os EUA realizaram o teste da bomba de fusão Castle Bravo em 1954. Sendo apenas a segunda bomba de fusão já testada (e a primeira a usar lítio), os projetistas da "Shrimp" de Castle Bravo entenderam a utilidade do ⁶Li na produção de trítio, mas falharam em reconhecer que a fissão do ⁷Li aumentaria grandemente o rendimento da bomba. Embora o ⁷Li tenha uma pequena seção de choque de nêutrons para energias de nêutrons baixas, ele possui uma seção de choque maior acima de 5 MeV.^[8] O rendimento de 15 Mt foi 150% maior do que os 6 Mt previstos e causou uma exposição inesperada à radiação (fallout).

Para avaliar a utilidade dessas reações, além dos reagentes, dos produtos e da energia liberada, é necessário saber algo sobre a seção de choque nuclear. Qualquer dispositivo de fusão possui uma pressão máxima de plasma que pode sustentar, e um dispositivo econômico operaria sempre próximo a esse máximo. Dada essa pressão, a maior produção de fusão é obtida quando a temperatura é escolhida de modo que $⟨ σv ⟩ / T 2$ seja máxima. Esta também é a temperatura na qual o valor do produto triplo $nTτ$ necessário para a ignição é mínimo, uma vez que esse valor necessário é inversamente proporcional a $⟨ σv ⟩ / T 2$ (veja critério de Lawson). (Um plasma está "ignitado" se as reações de fusão produzirem energia suficiente para manter a temperatura sem aquecimento externo.) Esta temperatura ideal e o valor de $⟨ σv ⟩ / T 2$ nessa temperatura são apresentados para algumas dessas reações na tabela a seguir.

combustível	T [keV]	$⟨ σv ⟩ / T 2$ [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

Observe que muitas das reações formam cadeias. Por exemplo, um reator abastecido com ³
₁T
e ³
₂He
cria algum ²
₁D
, que pode então ser usado na reação ²
₁D
–³
₂He
se as energias estiverem "corretas". Uma ideia elegante é combinar as reações (8) e (9). O ³
₂He
da reação (8) pode reagir com o ⁶
₃Li
na reação (9) antes de termalizar completamente. Isso produz um próton energético que, por sua vez, sofre a reação (8) antes de termalizar. Análises detalhadas mostram que essa ideia não funcionaria bem,^[^{carece de fontes?]} mas é um bom exemplo de um caso onde a suposição usual de um plasma Maxwelliano não é apropriada.

Abundância de combustíveis de fusão nuclear


Isótopo de combustível de fusão nuclear	Meia-vida	Abundância
Hidrogénio-1^[22]^[10]^[11]^[12]^[13]^[14]^[15]^[16]	Estável	99,98%
Deutério^[17]^[18]^[19]^[20]\|Estável	0,02%
Trítio^[17]^[18]	12,32(2) a	traços
Hélio-3^[17]^[18]^[19]	Estável	0,0002%
Hélio-4^[20]	Estável	99,9998%
Lítio-6^[17]^[18]^[19]	Estável	7,59%
Lítio-7^[17]^[19]	Estável	92,41%
Boro-11^[17]^[18]^[19]^[23]	Estável	80%
Carbono-12^[10]^[14]	Estável	98,9%
Carbono-13^[10]	Estável	1,1%
Nitrogénio-13^[10]^[14]	9,965(4) min	sintético
Nitrogénio-14^[10]^[11]^[14]	Estável	99,6%
Nitrogénio-15^[10]^[11]^[12]^[14]^[15]^[19]	Estável	0,4%
Oxigénio-14^[14]	70,621(11) s	sintético
Oxigénio-15^[10]^[11]^[14]^[15]	122,266(43) s	sintético
Oxigénio-16^[11]^[12]^[13]^[15]^[16]	Estável	99,76%
Oxigénio-17^[11]^[12]^[13]	Estável	0,04%
Oxigénio-18^[12]^[13]	Estável	0,20%
Flúor-17^[11]^[12]^[13]^[15]^[16]	64,370(27) s	sintético
Flúor-18^[12]^[13]^[15]^[16]	109,734(8) min	traços
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Neutronicidade, requisitos de confinamento e densidade de potência

Qualquer uma das reações acima pode, em princípio, ser a base da produção de energia de fusão. Além da temperatura e da seção de choque discutidas acima, devemos considerar a energia total dos produtos de fusão E_fus, a energia dos produtos de fusão carregados E_ch e o número atômico Z do reagente não hidrogênico. A especificação da reação Deutério–Deutério acarreta, no entanto, algumas dificuldades. Para começar, deve-se fazer a média entre os dois ramos (2i) e (2ii). Mais difícil é decidir como tratar os produtos Trítio e Hélio-3. O Trítio queima tão bem em um plasma de deutério que é quase impossível de extrair do plasma. A reação Deutério–Hélio-3 é otimizada em uma temperatura muito mais alta, portanto, a queima na temperatura ideal de Deutério–Deutério pode ser baixa. Portanto, parece razoável assumir que o Trítio, mas não o Hélio-3, é queimado e adiciona sua energia à reação líquida, o que significa que a reação total seria a soma de (2i), (2ii) e (1):

5 Deutério → Hélio-4 + 2 n⁰ + Hélio-3 + p⁺, E_fus = 4,03 + 17,6 + 3,27 = 24,9 MeV, E_ch = 4,03 + 3,5 + 0,82 = 8,35 MeV.

Para calcular a potência de um reator (no qual a taxa de reação é determinada pela etapa D–D), contamos a energia de fusão ²
₁D
–²
₁D
por reação D–D como E_fus = (4,03 MeV + 17,6 MeV) × 50% + (3,27 MeV) × 50% = 12,5 MeV e a energia em partículas carregadas como E_ch = (4,03 MeV + 3,5 MeV) × 50% + (0,82 MeV) × 50% = 4,2 MeV. (Nota: se o íon de trítio reagir com um dêuteron enquanto ainda possui uma grande energia cinética, então a energia cinética do hélio-4 produzido pode ser bem diferente de 3,5 MeV,^[24] portanto, este cálculo de energia em partículas carregadas é apenas uma aproximação da média.) A quantidade de energia por dêuteron consumido é 2/5 disso, ou 5,0 MeV (uma energia específica de cerca de 225 milhões de MJ por quilograma de deutério).

Outro aspecto único da reação ²
₁D
–²
₁D
é que há apenas um reagente, o que deve ser levado em conta ao calcular a taxa de reação.

Com essa escolha, tabulamos os parâmetros para quatro das reações mais importantes:

A última coluna é a neutronicidade da reação, a fração da energia de fusão liberada como nêutrons. Este é um indicador importante da magnitude dos problemas associados aos nêutrons, como danos por radiação, blindagem biológica, manuseio remoto e segurança. Para as duas primeiras reações, é calculado como (E_fus − E_ch)/E_fus. Para as duas últimas reações, onde este cálculo resultaria em zero, os valores citados são estimativas aproximadas baseadas em reações secundárias que produzem nêutrons em um plasma em equilíbrio térmico. Naturalmente, os reagentes também devem ser misturados nas proporções ideais. Este é o caso quando cada íon reagente mais seus elétrons associados representam metade da pressão. Assumindo que a pressão total é fixa, isso significa que a densidade de partículas do íon não hidrogênico é menor que a do íão hidrogénio por um fator de 2/(Z + 1). Portanto, a taxa para essas reações é reduzida pelo mesmo fator, além de quaisquer diferenças nos valores de $⟨ σv ⟩ / T 2$ . Por outro lado, como a reação ²
₁D
–²
₁D
tem apenas um reagente, sua taxa é duas vezes maior do que quando o combustível é dividido entre duas espécies hidrogênicas diferentes, criando assim uma reação mais eficiente. Assim, há uma "penalidade" de 2/(Z + 1) para combustíveis não hidrogênicos decorrente do fato de que eles requerem mais elétrons, que ocupam pressão sem participar da reação de fusão. (Geralmente é uma boa suposição que a temperatura dos elétrons será quase igual à temperatura dos íons. Alguns autores, no entanto, discutem a possibilidade de os elétrons serem mantidos substancialmente mais frios que os íons. Nesse caso, conhecido como "modo de íon quente", a "penalidade" não se aplicaria.) Existe, ao mesmo tempo, um "bônus" de um fator 2 para ²
₁D
–²
₁D
porque cada íon pode reagir com qualquer um dos outros íons, não apenas com uma fração deles. Podemos agora comparar essas reações na tabela a seguir.

O valor máximo de $⟨ σv ⟩ / T 2$ é retirado de uma tabela anterior. O fator "penalidade/bônus" é aquele relacionado a um reagente não hidrogênico ou a uma reação de espécie única. Os valores na coluna "reatividade inversa" são encontrados dividindo 1,24×10⁻²⁴ pelo produto da segunda e terceira colunas. Isso indica o fator pelo qual as outras reações ocorrem mais lentamente do que a reação ²
₁D
–³
₁T
sob condições comparáveis. A coluna "Critério de Lawson" pondera esses resultados com E_ch e dá uma indicação de quanto mais difícil é alcançar a ignição com essas reações, em relação à dificuldade para a reação ²
₁D
–³
₁T
. A penúltima coluna é rotulada como "densidade de potência" e pondera a reatividade prática por E_fus. A coluna final indica o quão menor é a densidade de potência de fusão das outras reações em comparação com a reação ²
₁D
–³
₁T
e pode ser considerada uma medida do potencial econômico.

Perdas por Bremsstrahlung em plasmas quase-neutros e isotrópicos

Os íons que sofrem fusão em muitos sistemas essencialmente nunca estarão sozinhos, mas sim misturados com elétrons que, em conjunto, neutralizam a carga elétrica total dos íons e formam um plasma. Os elétrons geralmente terão uma temperatura comparável ou superior à dos íons, de modo que colidirão com eles e emitirão radiação de raio X com energia de 10–30 keV, um processo conhecido como Bremsstrahlung.

O tamanho colossal do Sol e das estrelas significa que os raios X produzidos neste processo não escapam e depositam sua energia de volta no plasma. Diz-se que eles são opacos aos raios X. No entanto, qualquer reator de fusão terrestre será opticamente fino para raios X nesta faixa de energia. Os raios X são difíceis de refletir, mas são efetivamente absorvidos (e convertidos em calor) em menos de um milímetro de espessura de aço inoxidável (que faz parte da blindagem do reator). Isso significa que o processo bremsstrahlung retira energia do plasma, resfriando-o.

A razão entre a potência de fusão produzida e a radiação de raios X perdida para as paredes é uma importante figura de mérito. Essa proporção é geralmente maximizada em uma temperatura muito mais alta do que aquela que maximiza a densidade de potência (veja a subseção anterior). A tabela a seguir mostra estimativas da temperatura ideal e a razão de potência nessa temperatura para diversas reações:

As razões reais entre a potência de fusão e a de Bremsstrahlung serão provavelmente significativamente menores por várias razões. Primeiro, o cálculo assume que a energia dos produtos de fusão é transmitida inteiramente aos íons do combustível, que então perdem energia para os elétrons por colisões, que por sua vez perdem energia por Bremsstrahlung. No entanto, como os produtos de fusão movem-se muito mais rápido que os íons do combustível, eles transferem uma fração significativa de sua energia diretamente para os elétrons. Segundo, assume-se que os íons no plasma sejam puramente íons de combustível. Na prática, haverá uma proporção significativa de íons de impurezas, o que reduzirá a razão. Em particular, os próprios produtos de fusão devem permanecer no plasma até que tenham cedido sua energia, e irão permanecer por algum tempo depois disso em qualquer esquema de confinamento proposto. Finalmente, todos os canais de perda de energia, exceto o Bremsstrahlung, foram negligenciados. Os dois últimos fatores estão relacionados. Por razões teóricas e experimentais, o confinamento de partículas e o de energia parecem estar estreitamente ligados. Em um esquema de confinamento eficaz na retenção de energia, os produtos de fusão acumular-se-ão. Se os produtos de fusão forem ejetados eficientemente, o confinamento de energia também será pobre. As temperaturas que maximizam a potência de fusão em comparação com o Bremsstrahlung são, em todos os casos, superiores à temperatura que maximiza a densidade de potência e minimiza o valor exigido do produto triplo de fusão. Isso não alterará muito o ponto de operação ideal para o Deutério–Trítio, porque a fração de Bremsstrahlung é baixa, mas empurrará os outros combustíveis para regimes onde a densidade de potência em relação ao Deutério–Trítio é ainda menor e o confinamento necessário ainda mais difícil de alcançar. Para o Deutério–Deutério e o Deutério–Hélio-3, as perdas por Bremsstrahlung serão um problema sério, possivelmente proibitivo. Para o Hélio-3–Hélio-3, p⁺–Lítio-6 e p⁺–Boro-11, as perdas por Bremsstrahlung parecem tornar impossível um reator de fusão que utilize esses combustíveis com um plasma isotrópico e quase-neutro. Algumas formas de contornar este dilema foram consideradas, mas rejeitadas.^[25]^[26] Esta limitação não se aplica a plasmas não neutros e anisotrópicos; no entanto, estes possuem os seus próprios desafios a enfrentar.

Ver também

Energia de fusão
Fissão nuclear

Referências

1 2 3 Victoria Flório (dezembro de 2016). «Física: Mineração de hélio-3 na lua» (PDF). Sociedade Brasileira para o Progresso da Ciência. Consultado em 5 de agosto de 2021
1 2 Souza, Marcos Antonio Matos Souza (2010). J. D. Dantas, ed. Fenomenologia nuclear: uma proposta conceitual para o ensino médio. 1 1 ed. Florianópolis,SC,Brasil: [s.n.] 155 páginas
↑ Ball, Philip (2022). "The chase for fusion energy".
1 2 Cruz, Frederico Firmo de Souza (2009). Marilena Matiko Watanabe de Moraes, ed. Fusão Nuclear em plasma. 1 1 ed. Depto. de Física – UFSC: [s.n.] 73 páginas
↑ FusEdWeb | Fusion Education. Fusedweb.pppl.gov (9 November 1998). Retrieved 17 August 2011. Arquivado em 24 outubro 2007 no Wayback Machine
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↑ K. Miyamoto (2005). Plasma Physics and Controlled Nuclear Fusion. [S.l.]: Springer-Verlag. ISBN 3-540-24217-1
↑ Subsection 4.7.4c Arquivado em 16 agosto 2018 no Wayback Machine. Kayelaby.npl.co.uk. Retrieved 19 December 2012.
Ciclo CNO#
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-I
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-II
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-III
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-IV
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#HCNO-I
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#HCNO-II
1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#HCNO-III
1 2 3 4 5 6 Fusão nuclear#Critérios e candidatos para reações terrestres
1 2 3 4 5 Fusão aneutrónica#Barreira de Coulomb
1 2 3 4 5 6 Fusão aneutrônica#Reacções candidatas
1 2 Fusão a frio#Ausência de produtos de reação esperados
Fusão aneutrônica#Radiação residual
↑ Ciclo CNO
↑ Fusão aneutrónica#Radiação residual
↑ Um balanço de momento e energia mostra que se o trítio tem uma energia de E_T (e usando massas relativas de 1, 3 e 4 para o nêutron, trítio e hélio), então a energia do hélio pode ser qualquer valor entre [(12E_T)^1/2−(5×17,6MeV+2×E_T)^1/2]²/25 e [(12E_T)^1/2+(5×17,6MeV+2×E_T)^1/2]²/25. Para E_T=1,01 MeV isso resulta em um intervalo de 1,44 MeV a 6,73 MeV.
↑ Rider, Todd Harrison (1995). «Fundamental Limitations on Plasma Fusion Systems not in Thermodynamic Equilibrium». Dissertation Abstracts International. 56-07 (Section B): 3820. Bibcode:1995PhDT........45R
↑ Rostoker, Norman; Binderbauer, Michl and Qerushi, Artan. Fundamental limitations on plasma fusion systems not in thermodynamic equilibrium. fusion.ps.uci.edu

Ligações externas

[SBPC-1] 1 2 3 Victoria Flório (dezembro de 2016). «Física: Mineração de hélio-3 na lua» (PDF). Sociedade Brasileira para o Progresso da Ciência. Consultado em 5 de agosto de 2021

[decaimento-2] 1 2 Souza, Marcos Antonio Matos Souza (2010). J. D. Dantas, ed. Fenomenologia nuclear: uma proposta conceitual para o ensino médio. 1 1 ed. Florianópolis,SC,Brasil: [s.n.] 155 páginas

[Ball2022-3] Ball, Philip (2022). "The chase for fusion energy".

[FUSÃO-4] 1 2 Cruz, Frederico Firmo de Souza (2009). Marilena Matiko Watanabe de Moraes, ed. Fusão Nuclear em plasma. 1 1 ed. Depto. de Física – UFSC: [s.n.] 73 páginas

[5] FusEdWeb | Fusion Education. Fusedweb.pppl.gov (9 November 1998). Retrieved 17 August 2011. Arquivado em 24 outubro 2007 no Wayback Machine

[Kikuchi2012-6] M. Kikuchi; K. Lackner; M. Q. Tran (2012). Fusion Physics. [S.l.]: International Atomic Energy Agency. p. 22. ISBN 978-92-0-130410-0. Consultado em 8 de dezembro de 2015. Cópia arquivada em 8 de dezembro de 2015

[7] K. Miyamoto (2005). Plasma Physics and Controlled Nuclear Fusion. [S.l.]: Springer-Verlag. ISBN 3-540-24217-1

[cross_section-8] Subsection 4.7.4c Arquivado em 16 agosto 2018 no Wayback Machine. Kayelaby.npl.co.uk. Retrieved 19 December 2012.

[9] Ciclo CNO#

[:5-10] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-I

[:6-11] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-II

[:7-12] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-III

[:8-13] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#CNO-IV

[:9-14] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#HCNO-I

[:10-15] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#HCNO-II

[:11-16] 1 2 3 4 5 6 7 Ciclo CNO#HCNO-III

[:2-17] 1 2 3 4 5 6 Fusão nuclear#Critérios e candidatos para reações terrestres

[:3-18] 1 2 3 4 5 Fusão aneutrónica#Barreira de Coulomb

[:4-19] 1 2 3 4 5 6 Fusão aneutrônica#Reacções candidatas

[:1-20] 1 2 Fusão a frio#Ausência de produtos de reação esperados

[21] Fusão aneutrônica#Radiação residual

[22] Ciclo CNO

[23] Fusão aneutrónica#Radiação residual

[24] Um balanço de momento e energia mostra que se o trítio tem uma energia de E_T (e usando massas relativas de 1, 3 e 4 para o nêutron, trítio e hélio), então a energia do hélio pode ser qualquer valor entre [(12E_T)^1/2−(5×17,6MeV+2×E_T)^1/2]²/25 e [(12E_T)^1/2+(5×17,6MeV+2×E_T)^1/2]²/25. Para E_T=1,01 MeV isso resulta em um intervalo de 1,44 MeV a 6,73 MeV.

[25] Rider, Todd Harrison (1995). «Fundamental Limitations on Plasma Fusion Systems not in Thermodynamic Equilibrium». Dissertation Abstracts International. 56-07 (Section B): 3820. Bibcode:1995PhDT........45R

[26] Rostoker, Norman; Binderbauer, Michl and Qerushi, Artan. Fundamental limitations on plasma fusion systems not in thermodynamic equilibrium. fusion.ps.uci.edu

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Física nuclear
Fenômenos Átomo exótico Átomo hidrogenoide Barreira de Coulomb Captura eletrônica Captura neutrônica Decaimento Cluster Efeito Mössbauer Efeito Zeeman Emissão protônica Estrutura fina Fotodesintegração Isomeria nuclear Raios Alfa Raios X Radioatividade Radiação beta Radiação Gama Raio catódico Radiação de neutrões Reação nuclear Nível de energia Nucleossíntese
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