Vis kilden til Kjernefysisk fusjon

[[Fil:Deuterium-tritium fusion.svg|300px|thumb|Fusjonsreaksjon med [[deuterium]]-[[tritium]] (D-T) betraktes som den mest lovende teknologien for [[fusjonsreaktor|fusjonskraftverk]].]]

I [[fysikk]]en er '''kjernefysisk fusjon''' en prosess der flere [[atomkjerne]]r smelter sammen og danner en tyngre atomkjerne. Dette medfører frigjøring eller opptak av [[energi]] som avhenger av atomkjernenes masser. [[Jern]] og [[nikkel]] har den høyeste [[bindingsenergi]]en per [[nukleon]] og er derfor mest stabile. Fusjon av to atomkjerner som er lettere enn jern og nikkel vil frigjøre energi, mens fusjon av tyngre atomkjerner krever energi.

Fusjon krever i motsetning til [[Kjernefysisk fisjon|fisjon]] alltid en startenergi for å overvinne frastøtning mellom de positivt ladede atomkjernene og går derfor ikke av seg selv under normale forhold på jorden og i universet. Sannsynligheten for at to atomkjerner fusjonerer er en funksjon av tilstrekkelig energi, tilstrekkelig tetthet, og sannsynligheten for at disse to kjernetypene reagerer (tverrsnittet). Disse betingelsene, for eksempel temperatur og trykk, må opprettholdes en viss tid uten at blandingen avkjøles og spres. Dette skjer naturlig i universet når store mengder [[hydrogen]] og [[helium]] danner en [[stjerne|sol]] (stjerne), men slik fusjon av vanlig hydrogen foregår meget langsomt og kan ikke utnyttes på jorden. Det er årsaken til at normale stjerner kan brenne i mange milliarder år, men dette varierer ut ifra størrelsen på stjernen.

For [[Atombombe#fusjonsbomber|fusjonsbomber]] kan andre atomer, som tyngre hydrogen[[isotop]]er med raskere reaksjonsrate brukes. Men her kan betingelsene for fusjon bare opprettholdes i kort tid med hjelp av en [[Atombombe#fisjonsbomber|fisjonsbombe]]. En fusjonsreaktor i et kjernekraftverk må opprettholde fusjon over lang tid. På grunn av vanskeligheten med å få reaksjonen til å gå, er det vesentlig lavere risiko for en ulykke enn dagens [[atomreaktor]]er; Fordi det bare produseres lettere atomer er problemer med radioaktivt avfall begrenset til selve materialet i reaktorveggene, der det kan dannes noe lavaktivt materiale av stråling fra fusjonsreaksjonen. Det er teoretisk mulig å løse menneskehetens totale energibehov permanent og med lav risiko med fusjonsreaktorer. Men en praktisk løsning har vært søkt med eksperimentreaktorer som [[JET]] og [[ITER]] i over 50 år, og ligger trolig fremdeles minst 30 år fram i tid.

== Oversikt ==
Kjernefysisk fusjon av lette [[grunnstoff]]er gir den energien som får [[stjerne]]r til å lyse og [[kjernefysiske våpen|hydrogenbomber]] til å eksplodere. Fusjon av tyngre grunnstoffer som krever energi, foregår i naturen bare i forbindelse med de enorme energimengder som frigjøres i [[supernova]]eksplosjoner. Etter [[Big Bang]] besto vanlig materie i universet av omtrent 24&nbsp;% helium og 76&nbsp;% Hydrogen (masseprosent). [[Nukleosyntese]], det vil si fusjon og andre [[kjernereaksjon]]er i store stjerner og supernovaer, har siden produsert alle andre naturlige grunnstoffer. Det er varianter av denne prosessen man forsøker å utnytte i [[fusjonsreaktor|fusjonskraftverk]].

Det krever betydelig mengder energi for å få atomkjerner til å fusjonere, selv for de letteste grunnstoffene som er [[isotop]]er av [[hydrogen]]. Men reaksjonen frigjør store mengder energi som under de rette forhold kan vedlikeholde reaksjonen og produsere netto avgitt energi. Energien som frigjøres i en [[kjernereaksjon]] er mye høyere enn for en [[kjemisk reaksjon]], fordi [[bindingsenergi]]en som holder atomkjernen sammen er mye høyere enn energien som binder [[elektron]]et til en atomkjerne. For eksempel er [[ionisering]]senergien for elektronet i hydrogenatomet 13.6 [[elektronvolt|eV]], eller 2,17•10<sup>−18</sup> [[Joule]], mindre enn en milliondel av energien på 17.6 MeV som frigjøres i Deuterium-Tritium reaksjonen på illustrasjonen over til høyre.

Ved å bygge på eksperimentene til [[Ernest Rutherford]] noen år tidligere, observerte [[Mark Oliphant]] i [[1932]] første gang fusjon av lette atomkjerner (hydrogenisotoper). [[Hans Bethe]] utledet videre på [[1930-årene|1930-tallet]] hovedtrinnene i den fusjonsreaksjonskjede som finner sted i stjernene. [[Edward Teller]] argumenterte under [[Manhattanprosjektet]] for utvikling av en fusjonsbombe, og utformet i 1951 sammen med Stanislaw Ulam den første fusjonsbomben. 1. november 1952 ble den første bomben [[Ivy Mike]] sprengt på Enwak atoll ved [[Bikiniatollen]]. I slike bomber oppnås trykk og temperatur ved en vanlig fisjonsbombe, og hele energiutviklingen er over på rundt hundre nanosekunder. Lyset går på denne tiden bare noen titalls meter, og det mekaniske sjokket ødelegger ikke bomben før reaksjonen har gått.

Problemet med fredelig utnyttelse av kjernefysisk fusjon er å holde atomkjerner med svært høy energi og høy tetthet sammen over tid, slik at reaksjonen kan opprettholde seg selv med netto energiutbytte. Til forskjell fra bomber og stjerner der materialet er optisk [[opasitet|opakt]] ved høyt trykk, er flere typer tap ved elektromagnetisk stråling et stort problem i fusjonsreaktorer som skal operere ved moderate trykk.

== Bindingsenergi ==
En mer detaljert beskrivelse gis i [[partikkelfysikk]], om [[atom]]ets oppbygning og de kreftene som virker i [[standardmodellen]]. Den såkalte [[fargekraft]]en binder [[kvark]]er sammen og bygger for eksempel opp [[nukleon]]er som et [[proton]] (opp-opp-ned kvarker) eller et [[nøytron]] (opp-ned-ned). Fargekraften har en residuell kraft ([[Sterk kjernekraft]]) som binder de enkelte nukleoner i atomkjernen sammen. Den varierer noe avhengig av partikkeltyper og faller meget raskt av, typisk 1/r<sup>7</sup> på avstander over 1,4•10<sup>−15</sup> m.

[[Fermimodellen]]s fundamentale radius r<sub>0</sub> er 1,2•10<sup>−15</sup> m, som omtrent tilsvarer størrelsen på et proton. Om antall [[nukleon]]er er A kan atomkjernens størrelse rundt beregnes som r<sub>n</sub>&nbsp;=&nbsp;r<sub>0</sub>&nbsp;A<sup>1/3</sup>. Under denne avstanden dominerer residuell kraft, mens på lengre avstander dominerer den [[elektromagnetisme|elektromagnetiske kraften]]. Atomkjernene, som har positiv [[elektrisk ladning]], vil derfor frastøte hverandre.
Bare hvis to atomkjerner kan bringes så nær hverandre at den elektriske barrieren overvinnes av den sterke kjernekraften, kan fusjon finne sted. Et gitt grunnstoff X med [[atomnummer]] Z og antall nukleoner A (atommasse) betegnes generelt:

:: <math>{}^A_Z\hbox{X}</math> eller ofte <sup>A</sup>X for eksempel <sup>4</sup>He for den vanligste heliumisotopen.

Når ett nukleon, enten et proton eller et nøytron legges til en atomkjerne bindes den til de andre nukleonene av den sterke kjernekraften. Denne binder nukleonet først og fremst til dets nærmeste naboer; fjernere nukleoner i kjernen har liten innvirkning. For økende antall nukleoner i atomkjernen, vil andelen nukleoner som har mange naboer øke, og derfor øker normalt bindingsenergien per nukleon fra den sterke kjernekraften mot en grenseverdi som tilsvarer at alle nukleoner har maksimalt antall naboer.<ref>{{Kilde www |url = http://www.fys.uio.no/studier/kurs/fys240/ebok/ch5/ch5/node4.html |tittel = Bindingsenergi og halvempirisk masseformel |besøksdato = 2007-08-27 |forfatter = Holter |utgivelsesdato = 2002-03-11 |arkiv-url = https://web.archive.org/web/20060830191150/http://www.fys.uio.no/studier/kurs/fys240/ebok/ch5/ch5/node4.html |arkivdato = 2006-08-30 |url-status=død }}</ref>

Den elektromagnetiske kraften er imidlertid en omvendt kvadratisk proporsjonal kraft (1/r<sup>2</sup>), der kraftvirkningen på et proton får vesentlige bidrag fra alle andre protoner i kjernen. Denne kraftvirkningen har derfor ingen slik klar grenseverdi.

[[Fil:Binding energyBA.jpg|300px|thumb|Bindingsenergi per Nukleon, Skisse med noen isotoper markert.]]
Nettoresultatet av disse motsatt rettede kreftene er derfor at bindingsenergien per nukleon generelt øker med økende kjernestørrelse opp til grunnstoffene [[jern]] og [[nikkel]] og så faller for tyngre atomkjerner.

Som man ser av figuren er ikke bindingsenergien rent stigende eller fallende og isotoper med samme nukleontall har forskjellig bindingsenergi. En klar topp opptrer for eksempel for <sup>4</sup>He som har høyere bindingsenergi enn andre isotoper med opp til 12 nukleoner. Forklaringen på dette ligger i [[Paulis eksklusjonsprinsipp|Paulis utelukkelsesprinsipp]] som sier at protoner og nøytroner som er [[fermion]]er ikke kan eksistere i samme tilstand (energi og spinn). Men i <sup>4</sup>He med to nøytroner og to protoner kan hver partikkel av hver type disse ha forskjellig spinn (+1/2 og -1/2) og derfor kan alle ha laveste energitilstand. Ytterligere nukleoner vil måtte gå i høyere energinivåer, noe som reduserer bindingsenergien.

Nøytroner påvirkes av den residuelle sterke kraften, men frastøtes ikke elektromagnetisk og er nødvendig for at atomkjernen skal ha en viss stabilitet. Store atomkjerner krever relativt flere nøytroner i forhold til protoner enn mindre kjerner. For eksempel har <sup>235</sup>U 92 protoner og 143 nøytroner. Tyngre kjerner enn uran (transuraner) er generelt ikke stabile.

Totalresultatet av disse effektene krever svært kompliserte beregningsmodeller som praktisk ikke kan gjennomføres for kjerner med mer enn omkring 10 nukleoner. Verdiene må derfor bestemmes eksperimentelt. De fire sterkest bundne atomkjerner er (i fallende rekkefølge) <sup>62</sup>Ni, <sup>58</sup>Fe, <sup>56</sup>Fe, og <sup>60</sup>Ni. Andre faktorer enn stabilitet påvirker også de relative mengdene av grunnstoffer i universet.<ref>{{ Kilde artikkel | forfatter= Fewell, M. P.| utgivelsesår= juli 1995 | tittel= The atomic nuclide with the highest mean binding energy | publikasjon= American Journal of Physics | bind= 63 | nummer= 7 | side= 653-658 | url= http://adsabs.harvard.edu/abs/1995AmJPh..63..653F | kommentar= 1995AmJPh..63..653F }}</ref>

Resultatet er at atomvekten (m<sub>AX</sub>) vil være forskjellig fra summen av vektene av protonene (Zm<sub>p</sub>) og nøytronene ((A-Z)m<sub>n</sub>) i kjernen. Etter [[Albert Einstein|Einsteins]] kjente formel E = mc<sup>2</sup> er masse ekvivalent med energi, og denne forskjellen i masse utgjøres av bindingsenergien B.<ref>{{Kilde www |url = http://fds.oup.com/www.oup.co.uk/pdf/0-19-856264-0.pdf |tittel = Nuclear fusion reactions, kap 1.1 |besøksdato = 2007-08-29 |forfatter = Atzeni |utgivelsesdato = 2004-04-29 |url-status=død |arkivurl = https://web.archive.org/web/20070810075905/http://fds.oup.com/www.oup.co.uk/pdf/0-19-856264-0.pdf |arkivdato = 2007-08-10 }}</ref>

:: <math>\Delta m = Zm_P + (A-Z)m_N -m_{AX}</math> &nbsp; &nbsp; &nbsp; &nbsp; og <math>B = \Delta m c^2</math>

Ved fusjon er den frigjorte energien Q lik energien for differensen i masse mellom start m<sub>i</sub> og sluttproduktene m<sub>j</sub> i fusjonsreaksjonen:

:: <math>Q = \left(\sum_im_i-\sum_jm_j\right)c^2</math>

Energien kan frigjøres i form av [[kinetisk energi]] for sluttproduktene, i [[elektromagnetisme|elektromagnetisk]] [[gammastråling]] og i forskjellige partikler som protoner, nøytroner, [[elektron]]er og [[nøytrino]]er og deres [[antipartikkel|antipartikler]].

== Coulomb-barrieren ==
Når to atomkjerner nærmer seg hverandre vil protonene i hver kjerne frastøtes elektromagnetisk av protonene i den andre. Dersom kjernene har nok energi til å overvinne denne frastøtningen inntil kjernene kommer i kontakt vil den [[Sterk kjernekraft|sterke kjernekraften]] dominere og en fusjon kan oppstå. Denne frastøtningen skaper en [[Coulomb-barriere]]; et energinivå som må overskrides før kjernene kan smelte sammen, selv om den endelige energitilstanden er lavere og netto energi frigjøres. Nivået på denne barrieren bestemmes av antall protoner i de to kjernene og kjernestørrelsene.

Coulomb-barrieren er lavest for hydrogenisotoper, som bare inneholder en positiv ladning i atomkjernen. Flere protoner i en kjerne er ikke stabilt uten et antall nøytroner og dette øker med økende kjernestørrelse. Protoner kan omdannes til nøytroner gjennom [[svak kjernekraft|svak vekselvirkning]]. men dette har 20 størrelsesordener lavere reaktivitet enn fusjonsreaksjoner som ikke krever dette. En virkning er at de samme partiklene kan gi flere forskjellige mulige reaksjoner med forskjellige energinivåer og forskjellig sannsynlighet. Denne sannsynligheten beskrives ved reaksjonstverrsnittet og avhenger både av partikkeltype, reaksjon og energinivå.

[[Fil:DT_fusion_rxnrate.svg|300px|thumb|Fusjonraten for deuterium-tritium fusjon øker raskt med temperaturen og når en topp ved 64 keV og faller så av.]]

Med deuterium-tritium isotoper som brensel oppnås maksimal reaktivitet ved 64 keV. Resultatet er en <sup>5</sup>He kjerne som imidlertid er ustabil og straks frigjør et nøytron og 17,6 MeV energi. For to partikler fordeler energien seg omvendt proporsjonalt med massen på de resulterende partiklene, så nøytronet får ca. 4/5 • 17,6 = 14,1 MeV, og <sup>4</sup>He får 3,5 MeV.

Coulomb-barrieren kan overvinnes ved at energien tilføres partiklene direkte, for eksempel i en partikkelakselerator, eller termisk.

I en partikkelakselerator tilføres partikkelen [[kinetisk energi]] i [[elektrisk felt|elektriske felter]]. Hvis en isotop akselereres mot den andre kalles prosessen ''beam-target'' mens hvis begge isotopene akselereres kalles det ''beam-beam'' fusjon. Hvis man antar at D-T fusjon kan oppnås ved ''beam-beam'' og tilfører 32 KeV for hvert isotop ved å akselerere dem i et 32 kV elektrisk felt blir hastigheten for deuterium omkring 1,5•10<sup>6</sup> m/s som er 0,5&nbsp;% av lyshastighet, og derfor ikke medfører noen vesentlige relativistiske effekter. [[Temperatur]] er et mindre praktisk mål i denne situasjonen: for eksempel vil elektronene i et vanlig TV [[bilderør|billedrør]] tilføres ca. 20 keV som tilsvarer 230 millioner grader!

Hvis partiklene er del av et [[Plasma (fysikk)|plasma]] i nær termisk likevekt ([[Maxwell–Boltzmann fordeling]]) snakker man om ’’termonukleær’’ fusjon. Temperatur er et uttrykk for midlere [[kinetisk energi]] og dermed midlere hastighet for ionene. 64 keV tilsvarer omkring 740 millioner Kelvin som er rundt 50 ganger så høyt som kjernetemperaturen i sola. Dette vil ikke kunne oppnås praktisk, men faktisk temperatur som kreves vil være lavere av to årsaker:

Fordi [[temperatur]] er ’’midlere’’ kinetisk energi vil [[sannsynlighetsfordeling]]en tilsi at det alltid vil være noen atomkjerner som har vesentlig høyere energi enn den midlere (og en del som er vesentlig lavere). De kjernene som har energi over Coulomb-barrieren kan derfor gi fusjon.

[[Fil:Quantum_Tunneling.jpg|300px|thumb|Kvantetunnelering og Coulomb-barrieren]]
Den andre effekten er [[kvantetunnelering]]. I kvantemekanikken sier [[Heisenbergs uskarphetsrelasjon|Heisenbergs usikkerhetsprinsipp]] at en partikkels impuls og posisjon ikke kan bestemmes nøyaktig, og at usikkerheten alltid må være større enn en konstant.

:: <math> \Delta x \Delta p \ge \frac{h}{4\pi} = \frac{\hbar}{2} </math>

Figuren viser øverst energinivået '''E''' ved avstand fra kjernen '''r''', og nederst en partikkel representert ved sin bølgenatur, der A<sub>1</sub> er amplituden for en partikkel med kinetisk energi E<sub>k</sub>. Den vil klassisk bare komme på avstand r<sub>1</sub>. Nødvendig Coulomb-energi E<sub>c</sub> tilsvarer avstanden r<sub>2</sub>. Dersom produktet av tiden det vil ta å krysse barrieren fra r<sub>1</sub> til <sub>2</sub> og nødvendig «ekstra» energi E<sub>c</sub> - E<sub>k</sub> er mindre enn usikkerheten <math> \hbar </math> vil partikkelen allikevel kunne «tunnelere» inn i kjernen og gi fusjon. Etter Maxwellsk fordeling vil antallet partikler være lavere dess høyere energi over middelverdien. Sannsynligheten for tunnelering øker med økende energi og produktet av disse har et maksimum ved [[Gamow-energi]]nivået. De fleste reaksjonene vil skje i [[Gamow vindu]]et rundt denne verdien.<ref>{{Kilde www |url= http://www.shef.ac.uk/physics/people/vdhillon/teaching/phy213/phy213_fusion2.html |tittel= occurrence of fusion reactions, stellar structure & evolution (phy213) |besøksdato= 2007-08-29|forfatter= Vik Dhillon |dato= 2001-10-31 |format= html |utgiver= The University of Sheffield, Department of Physics and Astronomy}}</ref>

== Reaktivitet og kriterier for fusjon ==
Reaksjonens '''[[tverrsnitt (fysikk)|tverrsnitt]]''' σ er et mål for sannsynligheten for at en fusjonsreaksjon mellom to atomkjerner vil finne sted. Den er avhengig av type isotoper og deres relative hastighet. Tverrsnittet måles i [[barn (måleenhet)]] (''låve'' = 10<sup>−28</sup> m²) og kan beregnes overslagsmessig. Nøyaktige verdier som lokale maksima må bestemmes eksperimentelt fordi beskrivelsen av de underliggende mekanismene, som for eksempel resonanser mellom [[kvark]]er, ikke er fullstendig.

For reaksjonsdeltagerne i et Maxwellsk plasma i tilnærmet termisk likevekt som beskrevet over er hastigheten sannsynlighetsfordelt. Da beregner en reaksjonsrate (fusjonsreaksjoner per volumenhet per tidsenhet) som:

:: <math>f = n_1 n_2 \langle \sigma v \rangle</math>

der σ er tverrsnitt, ''v'' er relativ hastighet og < > betegner et gjennomsnitt over hastighetsfordelingen. Hvis det er en type atomkjerne som reagerer med seg selv, for eksempel Deuterium-Deuterium, så erstatter man produktet <math>n_1n_2</math> med <math>(1/2)n^2</math>. <math>\langle \sigma v \rangle</math> øker fra nær null ved partikler i ro til aktive nivåer ved 10-500 keV. Disse energinivåene er langt over [[ionisering]]snivået, og reaksjonsdeltagerne er derfor alltid i [[Plasma (fysikk)|plasmatilstand]].

Plasmaet vil tape energi til omgivelsene, og man kan beregne '''innelukkingstiden''' uttrykt ved total energi i plasmaet W, og tapet til omgivelsene per tidsenhet P<sub>tap</sub> som:

:: <math>\tau_E = \frac{W}{P_{\rm tap}}</math>

[[Fil:DT_ntauE.svg|300px|thumb|[[Deuterium]]-[[Tritium]] L funksjonen viser minimum n<sub>e</sub>τ<sub>E</sub> for å tilfredsstille Lawson-kriteriet og har et minimum nær 25 keV (300 mill. Kelvin).]]

[[Lawson-kriteriet]] krever at effekten som tilføres fra fusjonsreaksjonene P<sub>fus</sub>= f(W) overskrider tapene P<sub>tap</sub>. Både reaksjonsraten og tapene øker med økende energi (temperatur) i plasmaet, og kriteriet blir en funksjon av reaksjonsrate og temperatur.

:: <math>n_e \tau_E \ge f \left(\frac{T}{\langle\sigma v\rangle}\right)</math>

som kan beregnes fra type ioner og tapsmekanismer. Denne gir en minimumsverdi for produktet av densitet og innelukkingstid n<sub>e</sub>τ<sub>E</sub> for å oppnå opprettholdbar fusjon som vist i figuren til høyre for D-T fusjon.

For de fleste typer innelukking med plasma i likevekt vil det være mulig å variere densitet og temperatur over et visst område, mens maksimalt trykk ofte har en hard grense. For slike reaktorer er fusjonsenergitettheten en funksjon av <math>p^2\langle\sigma v\rangle/T^2</math> og maksimal effekt fra et gitt design avhenger av '''trippelproduktet''' (densitet, energi og tid)

:: <math>n_{\rm e}T\tau_{\rm E} \ge f\left(\frac{T^2}{\langle\sigma v\rangle}\right)</math>

Dette har også et minimum (som gir maksimal effekt) ved en noe høyere verdi for energien (temperaturen) enn Lawson-kriteriet.

== Innelukking ==
For å oppnå kriteriene som skissert over, i en [[stjerne]], [[Kjernefysiske våpen|H-bombe]] eller [[fusjonsreaktor]] kreves derfor at ionene har en energi som gir høy reaksjonsrate og at tilstrekkelig mange partikler kan konsentreres innenfor et lite nok volum (numerisk tetthet). Dette medfører høy sannsynlighet for at ionene vil fusjonere før de taper sin energi eller forsvinner ut av det aktive området. Systemet som opprettholder disse betingelsene kalles innelukkings-systemet (eng. Confinement).

Noen kjente metoder for innelukking:

'''Innelukking med gravitasjon''' –
Større masser komprimert av [[tyngdekraft|gravitasjon]] kan opprettholde tilstrekkelig numerisk tetthet, tid og isolering i kjernen, men krever en masse på minst 10<sup>28</sup> kg selv for Deuterium-Deuterium reaksjoner. Innelukking med gravitasjon er mekanismen som opprettholder fusjon i stjerner, men er ikke praktisk mulig på jorden.

'''Mekanisk/Eksplosiv innelukking''' -
Brukes hovedsakelig i [[kjernefysiske våpen|atomvåpen]] der brenselsioner er mekanisk innelukket i et rom som [[implosjon|imploderes]] ved hjelp av [[sprengstoff|eksplosiver]] i kombinasjon med [[gammastråling]] fra en fisjonsbombe. Ikke egnet for vedvarende reaksjon fordi for mye energi vil absorberes i veggene selv i små kontrollerbare kamre.

'''Treghetsinnelukking''' -
Er en variant av mekanisk innelukking der små kuler/bobler for eksempel av glass, inneholdende fusjonerbare ioner (typisk D-T), tennes av at antall kryssende stråler for eksempel [[laser]], [[ioner]] eller [[elektron]]er. Dette får kulen til å fordampe raskt, og medfører at gassen i sentrum imploderer. Den varmes opp til et plasma som har tilstrekkelig temperatur og numerisk densitet til å fusjonere. Gir en pulset reaksjon ettersom nye kuler slippes/skytes inn. På grunn av kort innelukkingstid kreves både høy temperatur og høy densitet for å oppnå reaksjon.

'''Magnetisk innelukking''' -
Brukes typisk i [[torus]] (smultringformede) reaktorer (også kalt [[tokamak]]), og magnetiske speil. Plasma er en meget god leder av elektrisk strøm. Et sterkt magnetfelt kombineres med strøm i plasmaet og setter opp spiralformede feltlinjer rundt plasmaet slik at dette innelukkes langs en senterlinje i torusen. Dette systemet brukes i eksperimentreaktorene Joint Europan Torus [[JET]] og International Thermonuclear Experimental Reactor [[ITER]].

'''Elektrostatisk Treghetsinnelukking''' -
Benevnes IEC (eng. Inertial Electrostatic Confinement) og ble opprinnelig utviklet som den såkalte [[Farnsworth fusor]], senere Farnsworth-Higgs, Higgs-Meeks og Bussard. Typisk et lavtrykkskammer med brenselsioner og to konsentriske sfæriske gitterelektroder. Høy elektrisk spenning mellom elektrodene ioniserer ionene på den ytre elektroden og akselererer dem inn i rommet innenfor den innerste elektroden. Her vil de svinge inn og ut til de enten fusjonerer, taper sin energi eller treffer gitteret. Kan ses på som en variant av kryssende stråler. Fremkaller lett fusjon i små enheter, men kan ikke opprettholde reaksjon med netto energiutbytte på grunn av tap via [[bremsstrahlung]] Brukes først og fremst som nøytronkilde og kan produseres små nok til å være bærbare.

'''Metallgitter-innelukking''' –
Kalles også «[[kald fusjon]]». Fusjonerbare isotoper som Deuterium absorberes i et porøst metall, som titan, palladium eller jernhydrider, eller metallet brukes som elektroder i [[tungtvann]] (D<sub>2</sub>O). Lavenergireaksjoner i TiD<sub>x</sub> og PaD<sub>x</sub> har vært rapportert, og p-D reaksjoner kan muligens opptre i jernet i [[jorden]]s kjerne. Ingen fusjonsløsninger med netto energiutbytte er kjent, til tross for kontroversielle påstander om energiutbytte på [[watt]]nivå i eksperimenter.<ref>{{Kilde www |url = http://www.forskning.no/Artikler/2007/mars/1174909392.3 |tittel = Ny vår for kald fusjon? |besøksdato = 2007-09-03 |forfatter = Erik Tunstad |forfatter_url = http://www.forskning.no/personer/1015491127.59 |utgivelsesdato = 2007-03-30 |utgiver = forskning.no |språk = Norsk |arkiv-url = https://web.archive.org/web/20070929103027/http://www.forskning.no/Artikler/2007/mars/1174909392.3 |arkivdato = 2007-09-29 |url-status=død }}</ref><ref>{{Kilde www |url = http://www.ncas.org/erab/index.html |tittel = Cold Fusion Research, A Report of the Energy Research Advisory Board to the United States Department of Energy |besøksdato = 2007-09-03 |forfatter_url = 
http://www.ncas.org |utgivelsesdato = november 1989 |utgiver = National Capital Area Skeptics (NCAS) |språk = Engelsk |doi=}}</ref> Et hovedproblem i mange eksperimenter er at observert energiavgang så lav at det er uklart hvorvidt denne skyldes fusjon, kjemiske reaksjoner, elektrisk påvirkning eller lagret energi som frigis.<ref>{{Kilde www |url = http://www.science.doe.gov/Sub/Newsroom/News_Releases/DOE-SC/2004/low_energy/index.htm |tittel = Report of the Review of Low Energy Nuclear Reactions |besøksdato = 2007-09-03 |forfatter_url = http://www.science.doe.gov/index.htm |utgivelsesdato = 2004 |format = pdf |utgiver = US Department of Energy, Office of Science |språk = Engelsk |url-status=død |arkivurl = https://web.archive.org/web/20070906034155/http://www.science.doe.gov/Sub/Newsroom/News_Releases/DOE-SC/2004/low_energy/index.htm |arkivdato = 2007-09-06 }}</ref>

'''Katalytisk innelukking''' –
Katalytisk assistert fusjon med [[antistoff]] eller [[myon|muoner]]. Muon katalysert fusjon opptrer når tunge muoner binder atomkjernene tett slik at de kan fusjonere før de frastøtes eller nedbrytes. Foregår også ved romtemperatur, men kan trolig ikke gi netto energiutbytte på grunn av energiforbruk for å skape muoner, kort [[halveringstid]] (2.2 µs) og sidereaksjoner med muonet og <sup>4</sup>He.

'''Kryssede stråler''' –
Her brukes ioner som akselereres til nødvendig energi i en [[partikkelakselerator]]. Dette kan framkalle fusjon mellom mange lette ioner og brukes i stor grad eksperimentelt. I miniatyrisert form brukes dette i «tett rør» kilder. Disse er små (ned til 10 x 30&nbsp;cm) partikkelakseleratorer der en D-T blanding akselereres mot et [[hydrid]]mål (en forbindelse med Hydrogen og et elektropositivt grunnstoff) som også inneholder en absorbert D-T blanding og gir fusjon. Disse brukes som nøytronkilder for eksempel til petroleumsletevirksomhet. I likhet med IEC og kald fusjon er dette et område der det opptrer en rekke uverifiserte og ikke repeterbare påstander om netto energiutbytte og mulighet for å lage små fusjonsenheter (såkalt «bordplate-fusjon»)

Mange av disse innelukkingssystemene er ikke i likevekt; svært høy partikkelenergi (temperatur) og trykk opptrer i et relativt lite område nær partikler med mye lavere energi. Slike systemer vil tappes for energi på grunn av [[bremsstrahlung]], ved at raske (varme) ioner og elektroner interagerer og taper energi i form av gammastråling. Det kreves samtidig stor energitilførsel for å opprettholde høy partikkelenergi i brenselet, og disse effektene gir etter gjeldende teorier (ref. doktorgradsavhandling, Todd Rider, MIT 1995) ikke mulighet for netto energiutbytte i slike innelukkingsystemer. Dette er ikke tilfelle i samme grad i plasma i tilnærmet likevekt, som forholdet for eksempel er i en tokamak. Her er relativ hastighet mellom ionene lavere, og det kreves mindre tilført energi for å opprettholde partikkelenergi for reaksjon, og dette er derfor innelukkingsmetoden som brukes både for [[JET]] og [[ITER]] (se eksterne lenker). Men innelukkingssystemer for brensel i tilnærmet likevekt krever i sin natur svært stor plass. Eventuelle nye løsninger for å overkomme dette og skape bordplate-fusjon krever en mer detaljert forståelse av de underliggende mekanismene og nye innelukkingsprinsipper.

== Viktige fusjonsreaksjoner ==
Her betraktes bare fusjon mellom to og to atomkjerner. Reaksjoner mellom tre og flere kjerner er kjent, men vil bare opptre i stjerner og supernovaer, og i svært lav grad under forhold som kan gjenskapes på jorden.

I datatabeller beskrives ofte reaksjoner ved X<sub>1</sub>(X<sub>2</sub>,X<sub>4</sub>)X<sub>3</sub> der to kjerner («brensel» X<sub>1</sub> og X<sub>2</sub>) fusjonerer og skaper en eller flere atomkjerner («slagg» X<sub>3</sub> og en lettere partikkel X<sub>4</sub>). Ofte vil det være flere mulige reaksjoner, både mellom brenselsionene og mellom disse og slaggionene. Hvilke reaksjoner som går er avhengig av reaktiviteten ved de aktuelle energibetingelsene.

=== Reaksjoner i stjerner ===
De viktigste fusjonsprosessene er de som utvikler energi i stjernene. De foregår under betingelser som neppe kan opprettholdes på jorden og involverer også [[svak kjernekraft|svak vekselvirkning]] som har meget lav reaktivitet. De er derfor forskjellig fra de som er aktuelle for fusjonskraftverk.

[[Fil:Fusion in the Sun.svg|thumb|300px|Proton-Proton fusjonskjeden dominerer i stjerner på størrelse med solen, og mindre.]]
I p-p kjeden som er hovedreaksjonen på sola og lettere stjerner vil to protoner først fusjonere til Deuterium. Dette er en såkalt [[svak kjernekraft|svak vekselvirkning]] som krever at et proton omdannes til et nøytron. Protonet består av to oppkvarker og en nedkvark. Ved tilførsel av energi kan en av nedkvarkene omformes til en oppkvark med avgang av et W<sup>+</sup> [[boson]] som så brytes ned til et [[positron]] og en anti[[nøytrino]]. Vi har reaksjonene

:: 2 • p(p, e<sup>+</sup>+ν)D
:: 2 • D(p,&gamma;)<sup>3</sup>He
:: <sup>3</sup>He(<sup>3</sup>He,2p)<sup>4</sup>He

Dette representerer bare 70&nbsp;% av de følgende reaksjonene. I tillegg får man sidereaksjoner med lavere reaktivitet som D(D,p)T D(D,n)<sup>3</sup>He og D(<sup>3</sup>He, p)<sup>4</sup>He

p-p reaksjonen er meget langsom, og under forholdene i solens kjerne (13,6 mill. K, og 25 PPa ([[Peta]][[Pascal (enhet)|Pascal]]) vil det i gjennomsnitt ta ca. 8 milliarder år før to protoner reagerer. Dette forklarer den lange levetiden på 8-10 mrd år for solen, og enda lengre for mindre stjerner der reaktiviteten i kjernen er mindre. Denne reaksjonen bestemmer den totale hastigheten siden de følgende reaksjonene er raskere og vil bruke opp brenselsioner ettersom de blir tilgjengelig. Energiproduksjonen i solens kjerne er bare ca. 11 watt/m³. Til sammenligning genererer menneskekroppen ca. 2500 W/m³. Men totalt når energiproduksjonen ca. 3,86•10<sup>26</sup> W og utstrålingen fra overflaten blir omkring 62 MW/m².

I disse uttrykkene er e<sup>+</sup> et [[positron]], ν en [[nøytrino]] og &gamma; er [[gammastråling]]

[[Fil:CNO Cycle.svg|thumb|300px|Karbon-Nitrogen-Oksygen (CNO) sykelen dominerer i stjerner som er tyngre enn solen]]

For tyngre stjerner dominerer CNO sekvensen der man isteden har en <sup>12</sup>C og <sup>14</sup>N katalysert svak interaksjon. Karbon, Nitrogen og Oksygen forbrukes ikke. Forbruket av hydrogenbrensel og produksjon av helium er netto det samme, men mer av energien avgis i form av gammastråling. Denne sekvensen foregår ved høyere densitet og temperatur og er raskere enn p-p reaksjonen. Slike stjerner kan brenne ut i løpet av noen hundre millioner år (og enda kortere for svært massive stjerner). CNO reaksjonen går ved:

:: <sup>12</sup>C(p,&gamma;)<sup>13</sup>N &nbsp; &nbsp; &nbsp;''C katalysert svak interaksjon) trinn 1''
:: <sup>13</sup>N(,e<sup>+</sup>+ν)<sup>13</sup>C &nbsp; &nbsp; &nbsp;''trinn 2''
:: <sup>13</sup>C(p,&gamma;)<sup>14</sup>N
:: <sup>14</sup>N(p,&gamma;)<sup>15</sup>O &nbsp; &nbsp; &nbsp;''N katalysert svak interaksjon trinn 1''
:: <sup>15</sup>O(,e<sup>+</sup>+ν)<sup>15</sup>N &nbsp; &nbsp; &nbsp;''trinn 2''
:: <sup>15</sup>N(p,<sup>4</sup>He)<sup>12</sup>C

Når forbruket av H og produksjonen av He har nådd et visst nivå vil fusjon basert på hydrogen avta. Samtidig danner helium et slaggskall og som følge av disse effektene blir kjernen presset sammen. Nå øker trykket og temperaturen i kjernen ytterligere. På dette nivået vil derfor nye reaksjoner begynne å løpe og føre til [[Nukleosyntese]] av tyngre stoffer som C N og O. For tyngre stjerner vil temperatur og trykk fortsette å øke og føre til nukleosyntese av stadig tyngre stoffer opp til jern og nikkel, som i noen av karbonreaksjonene i stjerner med mer enn 4 ganger solens masse:

:: <sup>12</sup>C(<sup>12</sup>C,p)<sup>23</sup>Na
:: <sup>12</sup>C(<sup>12</sup>C,<sup>4</sup>He)<sup>20</sup>Ne
:: <sup>12</sup>C(<sup>12</sup>C,&gamma;)<sup>24</sup>Mg

Til slutt vil stjerner med mer enn 8 ganger solens masse eksplodere som en type II [[supernova]] der trykket og energiutviklingen tillater syntese av tyngre stoffer enn jern, selv om syntesen krever netto energitilførsel.

=== Reaksjoner og kriteria for fusjon på jorden ===
I kontrollerte fusjonsreaksjoner, kan man ha reaksjoner som løper under høyere energinivåer (temperatur) og gir vesentlig større energiutvikling per volumenhet en de som finner sted i stjernene. Fordi høyere energi og brensel med høyere reaktivitet (for eksempel D-T) har større tverrsnitt kan disse reaksjonene starte og løpe raskere. Noen trekk ved de reaksjonene en ser etter er:
	
* '''Eksoterm reaksjon'''. Det vil si at reaksjonen produserer netto energi, noe som begrenser utvalget av brensel og slagg til grunnstoff med lavere atomnummer enn 57.
* '''Bruk av brenselioner med lavt protontall'''. Dette gir lavest elektrostatisk frastøtning mellom ionene; høyere protontall gir høy coulomb energi og krever høyere hastighet eller temperatur. Dette medfører at fleste aktuelle reaksjoner har <sup>4</sup>He som sluttprodukt, selv om også <sup>3</sup>He og <sup>3</sup>H er mulig.
* '''To reaktanter'''. som nevnt over er sannsynligheten for reaksjoner med tre reaktanter svært lav og ikke praktisk oppnåelig.
* '''To eller flere produkter'''. Dette gir flere muligheter til bevaring av energi og moment.
* '''Bevare nøytrontall og protontall'''. Som betyr at reaksjonen ikke krever svak interaksjon der tverrsnitt er svært lavt og gir lav reaksjonsrate.
* '''Nøytronproduksjon'''. Nøytronproduksjon er i seg selv ikke ønskelig, og raske nøytroner vil ta energi bort fra reaksjonsområdet fordi de ikke er elektrisk ladet og derfor ikke kan innelukkes elektromagnetisk. De vil avgi energien som sekundærreaksjoner i reaktorveggen noe som fører til dannelse av radioaktive isotoper. Nøytronstråling er også svært skadelig for levende organismer. Reaksjoner som løper uten dannelse av frie nøytroner kalles ''anøytroniske''. I noen tilfelle er nøytroner allikevel ønskelige dersom sekundærreaksjonen kan produsere brenselioner, for eksempel <sup>6</sup>Li(n,T)<sup>4</sup>He som produserer tritium. Det er derfor bare et fåtall reaksjoner som møter disse kriteriene. De aktuelle med høyest reaktivitet er:

{|class="wikitable" align="center"
!Nr!!Reaksjon!!Energi!!Sannsynlighet!!Tverrsnitt Max(Barn)!!Ved Energi
|- align="center"
|(1)||D(T,n)<sup>4</sup>He||14,1 + 3,5 MeV||&nbsp;||5,0||60 keV
|- align="center"
|(2i)||D(D,p)T||3,02 + 1,01 MeV||''50&nbsp;%''||0,096||1250 keV
|- align="center"
|(2ii)||D(D,n)<sup>3</sup>He||0,82 + 2,45 Mev||''50&nbsp;%''||0,11||1750 keV 
|- align="center"
|(3)||D(<sup>3</sup>He, p)<sup>4</sup>He||14,7+ 3,6 MeV||&nbsp;||0,9||250 keV
|- align="center"
|(4)||T(T,2n)<sup>4</sup>He||11,33 MeV||&nbsp;||0,16||1000
|- align="center"
|(5)||<sup>3</sup>He(<sup>3</sup>He,2p)<sup>4</sup>He||12,9 MeV||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(6i)||<sup>3</sup>He(T,p+n)<sup>4</sup>He||12,1 MeV||''51&nbsp;%''||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(6ii)||<sup>3</sup>He(T,D)<sup>4</sup>He||9,5 + 4,8 MeV||''43&nbsp;%''||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(6iii)||<sup>3</sup>He(T,n+p)<sup>4</sup>He||1,9+11,9+0,5 MeV||''6&nbsp;%''||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(7)||<sup>6</sup>Li(D,)2<sup>4</sup>He||22,4 MeV||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(8)||<sup>6</sup>Li(p,<sup>3</sup>He)<sup>4</sup>He||2,3 + 1,7 MeV||&nbsp;||0,22||1500 keV
|- align="center"
|(9)||<sup>6</sup>Li(<sup>3</sup>He, p)2<sup>4</sup>He||16,9 MeV||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(10)||<sup>11</sup>B(p,)3<sup>4</sup>He||8,7 MeV||&nbsp;||1,2<br />(0,098)||550 keV<br />(148 keV)
|- align="center"
|(11)||<sup>7</sup>Li(n, n+<sup>4</sup>T)<sup>4</sup>He||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;
|- align="center"
|(12)||<sup>6</sup>Li(n,<sup>4</sup>T)<sup>4</sup>He||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;||&nbsp;
|}

''p ([[protium]]), D ([[deuterium]]) og T ([[tritium]]) er notasjon for de tre isotopene av hydrogen.'' For reaksjoner med flere mulige produkter er relativ reaksjonsrate gitt over.

En del reaksjoner er ikke spesielt egnet, for eksempel er (7) omtrent like vanskelig å få til å gå som (10), men produserer vesentlig flere uønskede nøytroner ved sidereaksjoner (D-D). (11) og (12) krever noe energi og er kun viktig for produksjon (breeding) av Tritium fra Litium til bruk i D-T fusjon.

I en reaktor med plasma i '''tilnærmet likevekt''' vil man bruke [[Lawson-kriteriet]] og beregne høyeste mulige ytelse etter trippelproduktet <math>n_{\rm e}T\tau_{\rm E}</math> som beskrevet over. Ettersom et brenselion alltid er hydrogen (Z=1) vises atomnummer for det andre brenselionet, videre total fusjonsenergi, energien til ladede partikler og neutronisitet uttrykt ved den energiandelen som avgis i ikke ladede partikler, alle etter veide sannsynligheter for reaksjon og mulige sidereaksjoner:

{| class="wikitable"  align="center"
!Brensel !! ''T'' [keV] !! <σv>/T² [m³/s/keV²]!!''Z''!!''E''<sub>fus</sub> [MeV]!!''E''<sub>ch</sub> [MeV]!!neutronisitet
|-
|D-T || 13.6 || 1.24{{e|-24}}||  1 || 17.6 || 3.5 || 0.80
|-
|D-D || 15 || 1.28{{e|-26}}||  1 || 12.5 || 4.2 || 0.66
|-
|D-<sup>3</sup>He || 58 || 2.24{{e|-26}}||  2 || 18.3 ||18.3 || ~0.05
|-
|p-<sup>6</sup>Li || 66 || 1.46{{e|-27}}||  3 ||  4.02 || 4.02 ||
|-
|p-<sup>11</sup>B || 123 || 3.01{{e|-27}}||  5 || 8.7 || 8.7 || ~0.001
|}
Neutronisiteten er her et uttrykk for vanskelighetene knyttet til sikkerhet og skjerming knyttet til nøytroner, for eksempel fra sekundære reaksjoner i reaktorvegg.

For å få en optimal blanding av brensel kreves det at hver type ion utgjør halvparten av det totale trykket i plasmaet. Men fordi totaltrykket er konstant, er [[partialtrykk]]et for det ionet som ikke er hydrogen lavere med en faktor 2/(''Z''+1), dette fordi tilhørende elektroner bidrar til trykket. Disse deltar ikke i selve reaksjonen, og reaksjonsraten reduseres med samme faktor. For D-D er imidlertid raten dobbelt så stor som om det var to forskjellige ioner. Dette uttrykkes ved Reduksjon i tabellen under. Reaksjonskriterium uttrykkes ved <σv>/T² faktor relativt til D-T og beskriver hvor mye langsommere disse reaksjonene vil gå. Lawson-kriteriet uttrykker relativt hvor vanskelig det er å oppnå antenning, og Effekttetthet relativt til D-T er et uttrykk for reaktorens økonomiske potensial.

{| class="wikitable"  align="center"
!Brensel!!<σv>/T²!!Reduksjon!!Reaksjonskriterium!!Lawson-kriterium!!Effekttetthet
|-
|D-T || 1.24{{e|-24}} ||  1 ||    1 ||   1 ||    1
|-
|D-D || 1.28{{e|-26}} ||  2 ||   48 ||  30 ||   68
|-
|D-<sup>3</sup>He || 2.24{{e|-26}} || 2/3 ||   83 ||  16 ||   80
|-
|p-<sup>11</sup>B || 3.01{{e|-27}} || 1/3 || 1240 || 500 || 2500
|}

Energi vil videre tapes ved [[bremsstrahlung]] som oppstår når elektronene i plasmaet kolliderer med brenselionene og tar opp energi som stråles ut i form av elektromagnetisk (gamma) stråling. Fordi plasmaet er optisk transparent vil denne energien forsvinne ut av plasmaet og typisk absorberes i reaktorveggen. Tapet angår her tap av energi fra plasmaet som er nødvendig for å opprettholde reaksjon. Energien er imidlertid en del av den utnyttbare energi som kan tas ut fra reaktoren. Bremsstrahlungtapene minimaliseres ved en relativt høy temperatur i forhold til Lawson-kriteriet, og vises i følgende tabell ved denne temperatur. Ved lavere temperaturer er tapet til bremsstrahlung relativt høyere. Også energi fra reaksjonsproduktene (askeionene) tapes på denne måten og reduserer reaksjonsproduktenes bidrag til oppvarming av plasmaet.

{| class="wikitable" align="center"
!fuel!!''T''<sub>i</sub> (keV)!!''P''<sub>fus</sub>/''P''<sub>Bremsstrahlung</sub>
|-
|D-T ||   50 || 140
|-
|D-D ||  500 ||   2.9
|-
|D-<sup>3</sup>He ||  100 ||   5.3
|-
|<sup>3</sup>He-<sup>3</sup>He || 1000 ||   0.72
|-
|p-<sup>6</sup>Li ||  800 ||   0.21
|-
|p-<sup>11</sup>B ||  300 ||   0.57
|}

Selv med disse begrensningene er forholdene som skissert over idealiserte. I virkeligheten vil for eksempel fusjonsproduktene (aske) etterhvert forurense plasmaet. Det er vanskelig å innelukke brenselet uten samtidig å innelukke aske like effektivt. Det er en rekke ytterligere tap og praktiske faktorer som må løses før en slik reaktor kan produsere netto utnyttbar energi.

=== Fusjonsbomber (H-Bomber) ===
[[Fil:Teller-Ulam device-lang-no.svg|thumb|300px|Typisk Teller–Ulam prinsipp fusjonsbombe.]]
Fusjon for [[kjernefysiske våpen|atomvåpen]] stiller krav til leverbarhet (størrelse, vekt, form og kontroll), men kan også operere med betydelig høyere trykk og temperatur enn fredelig utnyttelse. Spesielt betyr dette at fusjonsområdet kan gjøres relativt optisk opakt slik at gammastråling fra bremsstrahlung ikke tapes og reduserer energien for raskt. Det er grunnen til at man allerede i 1952 kunne detonere den første fusjonsbomben ([[Ivy Mike]]). Detaljerte beskrivelser av slike våpen er generelt ikke tilgjengelig gjennom primærkilder og man baserer seg på sekundær informasjon fra forskjellige kilder som for eksempel en klassisk artikkel i «The Progressive» som er beheftet med feil.<ref>{{Kilde www | utgiver= The progressive | forfatter= Howard Norland | utgivelsesdato= november 1979 | tittel= The H-Bomb Secret: How we got it and why we’re telling it | url= http://progressive.org/?q=node/2252 | besøksdato= 2007-02-03 | kommentar= Hovedartikkel side 3-12}}</ref>

Den enkleste varianten er såkalt forsterket fisjon (Boosted fission) der en vanlig fisjonsbombe har hulrom med Deuterium-Tritium blanding (som for primærtrinnet i figuren). Denne blandingen komprimeres ved fisjonsreaksjonen, fusjonerer og avgir nøytroner som igjen forsterker fisjonsreaksjonen. Fordi bare rundt 1&nbsp;% av energien kommer fra D-T fusjon regnes dette ikke som en egentlig fusjonsbombe.

For egentlige fusjonsbomber er Teller-Ulam prinsipp to- eller tretrinns kompresjon med stråling enerådende. Her brukes typisk en forsterket implosjonstype fisjonsbombe som første trinn. Det er først og fremst gammastråling fra denne som innelukkes i kappen (såkalt «hohlraum») og varmer en «forladning» (i figuren Uran 238) slik at [[ablasjon]] komprimerer forladning og dermed fusjonsbrenselet innenfor. Forladningen og kappen er av materiale som er optisk opakt for gammastråling, som bly eller uran eventuelt med beryllium.<ref>{{Kilde www | utgiver= Nuclear Weapons Frequently Asked Questions | forfatter= Carey Sublette | utgivelsesdato= 20. februar 1999  | tittel= Elements of Thermonuclear Weapon Design | url= http://nuclearweaponarchive.org/Nwfaq/Nfaq4-4.html#Nfaq4.4.1.4 | besøksdato= 2007-02-03 | kommentar= Se Kap 4.4.1.4}}</ref>

Det er ønskelig med brensel i fast form mens D-D og D-T er i gassform og flytende ved svært lav temperatur. Oppbevaring av Tritium et problem fordi det har kort halveringstid (12,3 år) og reagerer kjemisk med uran og plutonium. Derfor bruker man generelt LiD (Litium-Deuterid) og noe LiT som raskt går over til plasma. <sup>6</sup>Li nedbrytes til Tritium ved nøytronbestråling. Det kan også <sup>7</sup>Li gjøre ved nøytroner med høyere energi (endoterm reaksjon), og en blanding kan derfor brukes. For å sette i gang reaksjonene raskt og presist når tilstrekkelig densitet er oppnådd må både primær og sekundær enhet ha en trigger. For primærladningen brukes gjerne en presist trigget «tett rør» type kilde (se over), mens for sekundærladningen brukes en «tennplugg», typisk av plutonium eller høyanriket uran, som komprimeres til kritikalitet og gir svært hurtig oppvarming til å starte fusjon. Når sekundærladningen tenner er primæreksplosjonen allerede over, men det er fremdeles en mindre mengde nøytroner igjen samt nøytroner fra tidlig D-D fusjon som kan antenne tennpluggen. Først får man ren D-D forbrenning som følges av D-T ettersom tritium produseres og noe D-<sup>3</sup>He (som beskrevet i forrige avsnitt) samt en rekke andre sidereaksjoner.

Forladningen vil først komprimere fusjonsbrenselet, senere også reflektere nøytroner slik at Litium produserer mer Tritium og innelukke gammastråling slik at energien ikke tapes fra fusjonsområdet. Den må derfor være mekanisk intakt til fusjonen er ferdig. Ved rene totrinns bomber kan forladningen for eksempel være bly. Ved tretrinns bomber kan forladningen bestå av fisjonsbrensel, for eksempel noe anriket uran, som antennes av nøytronstrålingen fra fusjonsreaksjonen. Dette kan typisk doble eller tredoble den totale energien, men medfører også vesentlig høyere [[radioaktivt nedfall]]. Dette kan utnyttes spesifikt ved at forladningen «salter» bomben slik at det dannes isotoper til radioaktivt nedfall som nedbrytes med intens gammastråling.

Primærladningen forbrenner i løpet av 5-15 nanosekunder mens sekundærladningen antennes og forbrenner i løpet av noen hundre nanosekunder. Svært presis beregning av de forskjellige trinn, materialvalg og presis dimensjonering er nødvendig for at stråling, trykksjokk, forsinkelser, temperaturøkning og antenning skal følge rett sekvens.

== Fremtidens fusjonsreaktorer ==
Etter de ovenstående kriterier er det kun D-T som gir mulighet for opprettholdbar fusjon i plasma i tilnærmet likevekt etter den teori og de innelukkingssystemer man i dag arbeider med. Deuterium er tilgjengelig i tilnærmet ubegrensede mengder ettersom 1/588 del av alt hydrogen (for eksempel i vann) er deuterium. Tritium dannes naturlig ved kosmisk stråling, men har en [[halveringstid]] på 12,3 år og finnes derfor bare i små mengder. Den kan imidlertid dannes ved «formering» ved nøytronstråling mot litium i reaktorveggen. Litium utgjør 30 ppm av jordskorpen og er derfor tilgjengelig i tilstrekkelige mengder. Disse stoffene er da også utgangspunkt for dagens hydrogenbomber og de eksperimentelle reaktorer som er under drift eller utbygging som [[JET]] og [[ITER]]. Man venter allikevel at en fredelig utnyttelse av fusjon ligger mer enn 25 år fram i tid.

Det legges også arbeid i å finne fram til mulige måter å benytte ''avansert fusjonsbrensel'' på. Fremst blant disse er <sup>11</sup>B-p reaksjonen som vist over. Ideelt sett ville en fremtidig reaktor basert på denne reaksjonen være liten, aneutronisk, og produsere elektrisitet direkte ved å bremse ned <sup>4</sup>He ionene i asken i et elektrisk felt. Det har vært foreslått en rekke systemer som ikke baserer seg på plasma i tilnærmet likevekt, for eksempel IEC og beam-target, foreløpig uten praktisk og teoretisk mulighet for å opprettholde fusjon med netto energiutbytte. Tap ved bremsstrahlung og resirkulasjon av brenselsioner gir for stort energitap. Dette krever derfor grunnleggende nye innelukkingsprinsipper eller oppdagelse av nye underliggende teorier om hvordan disse reaksjonene kan påvirkes.

En del måter å komme utenom disse problemene på er gjennomgått og forkastet i<ref>{{Kilde avhandling | forfatter= Todd H. Rider | tittel= Fundamental limitations on plasma fusion systems not in thermodynamic equilibrium | type= Ph.D. Thesis | skole= MIT - Dept. of Electrical Engineering and Computer Sciences  | utgivelsesdato= 1995| kommentar= [https://dspace.mit.edu/handle/1721.1/11412]}}</ref>

== Se også ==
* [[Kjernefysisk fisjon]]
* [[Fusjonsreaktor]]
* [[Helium#Fusjon]]
* [[Kjernefysiske våpen|Fusjonsbomber]]
* [[Periodesystemet]]

== Referanser ==
* {{Kilde bok | forfatter= John Wesson | utgivelsesår= 2000 | tittel= The Science of JET | utgivelsessted= Abingdon, Oxon, UK | forlag= Publications Officer, JET Joint Undertaking | url= http://www.jet.efda.org/documents/wesson/scienceofjet.pdf | url-status=død | arkivurl= https://web.archive.org/web/20070411160407/http://www.jet.efda.org/documents/wesson/scienceofjet.pdf | arkivdato= 2007-04-11 }}
* {{Kilde bok | forfatter= Brian Martin | utgivelsesår= 2006 | tittel= Nuclear and Particle Physics: An Introduction | forlag= John Wiley & Sons | isbn= 0-470-01999-9 }}
<references/>

== Eksterne lenker ==
* [http://www.fusion.org.uk/ Fusion.org.uk] {{Wayback|url=http://www.fusion.org.uk/ |date=20210319230253 }} &ndash; En oversikt over fusjon fra UKAEA
* [https://web.archive.org/web/20060824225032/http://www.fusion-eur.org/ EFN] &ndash; Informasjon fra Europan Fusion Network
* [http://www.jet.efda.org/ JET] {{Wayback|url=http://www.jet.efda.org/ |date=20111119221634 }}&ndash; Forskning på kjernefysisk fusjon ved JET (Joint European Tourus)
* [https://web.archive.org/web/20061207194401/http://www.iter.org/index.htm ITER]&ndash; ITER Eksprimentreaktor (International Thermonuclear Experimental Reactor)
* [https://web.archive.org/web/20050124085615/http://www.oup.co.uk/pdf/0-19-856264-0.pdf Nuclear fusion reactions] Første kapittel av ''The Physics of Inertial Fusion, Stefano Atzeni and Jürgen Meyer-ter-Vehn''
* [http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/hframe.html Hyperphysics] Hyperphysics, Department of Physics and Astronomy, Georgia State University
* [http://www.shef.ac.uk/physics/people/vdhillon/teaching/phy213/phy213_course.html Physics 213] &ndash; Stellar Structure and Evolution, Vik Dhillon, 11th October 2004
* [https://web.archive.org/web/20060928042248/http://www.nuclearfiles.org/menu/key-issues/nuclear-weapons/basics/what-is-fusion.htm Nuclear Files.org] &ndash; What is Nuclear Fusion?
* [http://www.atomicarchive.com/Movies/Movie5.shtml Nuclear Fusion Animation]
* [http://www.atomicarchive.com/Fusion/Fusion1.shtml Nuclear Fusion Explained]
* [http://www.nndc.bnl.gov/nndc/nndcnrd.html Nuclear reaction data] Nuclear Reaction Data, National Nuclear Data Center, Brookhaven National Laboratory. Data Files, Manuals, Proceedings, Programs, and Reports
* [http://www.nifs.ac.jp/itc/itc13/abstract/abstract128.html Abstract] &ndash; Ignition Condition for p-11B Reactor with LHD type Magnetic Field Configuration
* [http://fusionpower.org/ Fusion Power Associates] En amerikansk lobby organisasjon for fusjonsutvikling. Utgir ''Journal of Fusion Energy''.
* [http://www.sckcen.be/ SCKCEN.be] &ndash; Belgisk Kjernefysisk Forskningssenter
* [http://www.nature.com/news/2006/060522/full/060522-2.html Chaos could keep fusion under control] &ndash; Artikkel i Nature

{{fusjonenergi}}
{{Autoritetsdata}}

{{anbefalt}}

[[Kategori:Kjernefysikk]]
[[Kategori:Partikkelfysikk]]
[[Kategori:Atomfysikk]]
[[Kategori:Energiomforming]]