Cours physique Nucléaire (KHALLADI .M.FADEL) Chapitre V

Cours physique Nucléaire (KHALLADI .M.FADEL)
Chapitre V : Réaction Nucléaire
II. La Fission Nucléaire
Nous avons vu précédemment que l’énergie de liaison par nucléon décroit graduellement lorsque
A prend des valeurs supérieurs à 100. Ceci entraine qu’environ 1 MeV par nucléon est libéré quand un
noyau lourd, tel que l’uranium, se scinde en deux fragments plus légers. Ces processus de fission
constituent la source d’énergie dans les réacteurs nucléaires et dans les bombes à fission.
Un modèle simple du noyau 𝑼
𝟗𝟐
𝟐𝟑𝟓 montre comment la fission se produit. Le modèle considère que
le noyau 𝑼
𝟗𝟐
𝟐𝟑𝟓 comme étant composé de deux parties, chacune contenant un grand nombre de protons et
de neutrons. La courbe de l’énergie potentielle pour ces deux parties est présenté sur la figure *.
Lorsque ces deux parties se séparent, une grande quantité d’énergie potentielle électrique est convertie
en énergie cinétique.
Figure *
Beaucoup de noyaux ont une haute probabilité (ou une grande section efficace) de capture pour
des neutrons thermiques. Quand cette capture se produit, un noyau avec A nucléon est transformé en

un noyau avec A+1 nucléons. L’énergie de liaison moyenne du dernier nucléon dans un noyau lourd
vaut à peu près 7 MeV. Si un neutron est capturé, le noyau aux (A+1) particules aura donc un surplus
d’énergie d’environ 7 MeV et il se retrouvera dans un état excité. Si cette énergie d’excitation est
suffisante pour porter le noyau au-dessus de la barrière de fission, il va se scinder immédiatement et
libérer une grande quantité d’énergie.
C’est précisément ce qui arrive quand le 235U est bombardé par des neutrons thermiques. Il y a
création d’un état excité de 236U à 6.8 MeV au-dessus de l’état fondamental. Comme la hauteur de la
barrière de fission du 236U est également de 6.8 MeV, le noyau subit tout de suite la fission. D’autre
part, pour l’isotope 238 de l’uranium, le 238U, la fission n’a pas lieu lors de la capture d’un neutron lent,
pour la simple raison que le niveau excité résultant dans le noyau 239U est à 5.3 MeV tandis que la
barrière de fission est de 7.1 MeV. Par conséquent, la fission induite ne pourra se produire avec le 238U
que si le neutron incident dispose d’une énergie cinétique d’au moins 1.8 MeV. Or de tels neutrons
rapides ont des longueurs d’onde de de Broglie et donc des tailles effectives plus petites et leur capture
est difficile. La section efficace de fission du 238U au moyen de neutrons rapides est 2000 fois plus petite
que celle correspondant à la fission du 235U avec des neutrons thermiques. C’est pour cette raison que le
235U est beaucoup plus utile comme source d’énergie de fission.
L’uranium naturel est composé de 99.3 % de 238U et seulement de 0.7 % de 235U. L’énergie
libérée par la fission nucléaire peut être estimée de la manière suivante. L’énergie de liaison par
nucléon est de 7.6 MeV pour le 235U et d’environ 8.5 MeV pour les deux fragments de la fission à A ≈
100 (figure **). Par conséquent, l’énergie libérée vaut 235 (8.5 MeV – 7.6 MeV) ≈ 200 MeV par noyau.
Pour chaque fission, il y a en moyenne 2.6 neutrons rapides ; environ 1 % des événements de fission
conduisent à l’émission d’un neutron lent, après un délai de 10 secondes en moyenne.
Figure **
Les neutrons émis dans une fission induite du 235U pourront à leur tour provoquer la fission
d’autres noyaux de 235U et donner naissance à une réaction en chaine.

III. La Fusion Nucléaire
La fusion nucléaire est une source d’énergie potentiellement beaucoup plus importante que la
fission car les ressources en matériaux appropriés sont presque inépuisables. La fusion est un processus
très séduisant parce que les produits finals sont stables. Le problème de l’élimination des déchets
radioactifs ne se pose pas. La réalisation de la fusion contrôlée et l’extraction d’une puissance utile
représentent toutefois un défi extrêmement difficile. La source de difficulté apparait quand on
considère les deux réactions de fusion entre les isotopes de l’hydrogène, le deutérium (𝒅 = 𝑯
𝟏
𝟐) et le
tritium (𝒕 = 𝑯
𝟏
𝟑) :
d + d → t + p + (4 MeV énergie cinétique)
t + d → 𝑯𝒆
𝟐
𝟒 + n + (17.6 MeV énergie cinétique)
Dans les deux réactions, la répulsion électrique intense entre les deux noyaux de charges positives tend
à les écarter l’un de l’autre. A moins que leur énergie cinétique initiale totale ne soit égale ou supérieure
à 0.1 MeV, ils ne peuvent s’approcher suffisamment près pour que les forces nucléaires puissent les
faire fusionner. Il est très facile de communiquer 0.1 MeV ou plus à un noyau dans un accélérateur. La
seule manière pratique pour arriver à la fusion à grande échelle est d’utiliser la réaction
thermonucléaire ; il faut chauffer les matériaux jusqu’à ce qu’au moins une petite fraction des noyaux
acquièrent une énergie cinétique suffisante pour fusionner. Ceci nécessite des températures de l’ordre
d’un million de degrés Celsius.
Le problème de base de la mise au point de la fusion contrôlée est celui du confinement des
matériaux. En effet, aucun solide ne peut résister aux températures élevées requises. Comme les gaz
chauds de deutérium et de tritium sont complètement ionisés, ils forment un mélange conducteur
d’électricité, appelé plasma, qui est composé de charges positives et négatives. Ce plasma peut être
confiné en endroit de l’espace par des champs magnétiques. Après avoir chauffé le plasma par

bombardement au canon à électrons, on augmente brusquement le champ magnétique. Ceci comprime
le plasma, fait monter sa température encore davantage et provoque la fusion de quelques noyaux.