L’énergie nucléaire occupe une place particulière dans notre compréhension de la matière. Contrairement à l’énergie chimique, qui provient du réarrangement des électrons dans les atomes et les molécules, elle trouve son origine au cœur même des noyaux atomiques, dans la manière dont les protons et les neutrons sont liés entre eux. Cette différence d’échelle explique pourquoi les transformations nucléaires peuvent libérer des énergies considérablement plus grandes que les transformations chimiques ordinaires.
Pour comprendre cette énergie, il faut repartir d’une idée fondamentale de la relativité restreinte : la masse est une forme d’énergie. La relation d’Einstein montre qu’une faible variation de masse peut correspondre à une énergie importante :
\[E = mc^{2}\]
Or, dans un noyau atomique, la masse totale n’est pas simplement la somme des masses des protons et des neutrons pris séparément. Un noyau lié possède une masse plus faible que celle de ses constituants libres : cette différence, appelée défaut de masse, correspond à son énergie de liaison.
Cette énergie de liaison mesure la cohésion du noyau. Elle résulte d’un équilibre complexe entre l’interaction nucléaire forte, qui attire les nucléons à très courte distance, la répulsion électromagnétique entre protons, l’énergie cinétique quantique des nucléons, les effets de couches et les phénomènes d’appariement. Un noyau fortement lié est un noyau plus stable, mais cela ne signifie pas que son énergie soit directement exploitable. L’énergie nucléaire devient disponible lorsqu’une transformation conduit d’un état initial vers un état final encore plus lié, donc de masse totale plus faible.
La courbe de l’énergie de liaison par nucléon fournit alors la clé de lecture essentielle. Les noyaux légers peuvent libérer de l’énergie en fusionnant, parce qu’ils forment des noyaux plus fortement liés. Les noyaux très lourds peuvent en libérer en fissionnant, parce que les fragments produits sont plus proches de la région de stabilité maximale, autour du fer et du nickel. Ces deux processus semblent opposés (assembler ou fragmenter) mais ils reposent sur le même principe : évoluer vers une configuration nucléaire plus stable.
L’énergie libérée n’apparaît pas directement sous forme d’électricité. Elle est d’abord portée par les produits microscopiques de la réaction : fragments de fission, particules chargées, neutrons, photons gamma ou neutrinos. Lorsqu’ils interagissent avec la matière, ces produits déposent leur énergie, qui peut se transformer en chaleur. Dans un réacteur nucléaire, cette chaleur est ensuite utilisée pour produire de la vapeur, entraîner une turbine et générer de l’électricité. Dans les étoiles, elle alimente le rayonnement stellaire et participe à la synthèse progressive des éléments chimiques.
L’objectif de cet article est donc de comprendre l’énergie nucléaire à partir de ses fondements physiques. Nous partirons de la comparaison entre énergie chimique et énergie nucléaire, puis nous introduirons le défaut de masse, l’énergie de liaison et la courbe de stabilité des noyaux. Nous verrons ensuite sous quelles formes l’énergie est libérée, comment la fission et la fusion exploitent cette énergie, quel rôle jouent les neutrons dans les réactions en chaîne, et pourquoi les étoiles peuvent rayonner pendant des milliards d’années grâce à la fusion. Enfin, nous préciserons la place particulière de la radioactivité, qui libère elle aussi de l’énergie nucléaire, mais de manière spontanée et non directement pilotable.
Comprendre l’énergie nucléaire, ce n’est donc pas seulement comprendre une technologie. C’est comprendre comment la structure intime des noyaux, les interactions fondamentales et l’équivalence entre masse et énergie peuvent se traduire, à l’échelle macroscopique, par des phénomènes aussi différents que la chaleur interne de la Terre, la lumière des étoiles, la fission dans un réacteur ou la puissance des réactions de fusion.
Énergie chimique et énergie nucléaire : deux échelles différentes
Dans l’expérience quotidienne, l’énergie que nous utilisons provient le plus souvent de transformations chimiques. La combustion du bois, du charbon, du pétrole ou du gaz repose sur un réarrangement des électrons dans les atomes et les molécules. Les noyaux atomiques, eux, restent inchangés. Lorsqu’une molécule réagit avec une autre, les liaisons chimiques sont rompues puis reformées, ce qui modifie l’énergie électronique du système. L’énergie libérée correspond alors à une différence entre deux configurations atomiques ou moléculaires.
Les énergies chimiques sont typiquement de l’ordre de quelques électronvolts par atome ou par molécule. Une liaison chimique possède en effet une énergie caractéristique de l’ordre de \(1\ eV\) à quelques \(10\ eV\). L’électronvolt est une unité adaptée aux phénomènes microscopiques. Il correspond à l’énergie acquise par une particule de charge élémentaire lorsqu’elle traverse une différence de potentiel d’un volt (\(1\ eV = 1,6 \times 10^{- 19}\ J\)). Cette échelle d’énergie est suffisante pour comprendre la chimie, la structure des molécules, les réactions de combustion ou encore les transitions électroniques dans les atomes.
L’énergie nucléaire appartient à une autre échelle. Elle ne provient pas du réarrangement des électrons, mais de transformations qui affectent le noyau atomique lui-même : réorganisation des protons et des neutrons, fusion de noyaux légers, fission de noyaux lourds, capture de neutrons ou désintégration radioactive. Les énergies mises en jeu ne sont plus de l’ordre de l’électronvolt, mais du mégaélectronvolt (\(1\ MeV = 10^{6}\ eV\)). Un événement nucléaire libère donc typiquement une énergie un million de fois plus grande qu’un événement chimique élémentaire. Par exemple, une réaction chimique peut libérer quelques eV par molécule, tandis qu’une fission d’un noyau d’uranium 235 libère environ \(\mathbf{200}\mathbf{\ MeV}\) par noyau fissionné.
Cette différence d’échelle explique pourquoi une petite quantité de matière nucléaire peut libérer une énergie considérable. Elle ne signifie pas que « toute la masse » est convertie en énergie, mais que la variation d’énergie interne entre deux configurations nucléaires est beaucoup plus grande que dans une transformation chimique. Dans une réaction chimique, les noyaux servent essentiellement de support aux électrons, dans une réaction nucléaire, c’est la structure du noyau elle-même qui change.
La raison profonde de cet écart tient aux interactions en jeu. La chimie est gouvernée par l’interaction électromagnétique entre les électrons et les noyaux, à des distances de l’ordre de l’ångström (\(1\ \overset{˚}{\text{A}} = 10^{- 10}\ m)\).
La physique nucléaire met en jeu des distances beaucoup plus petites, de l’ordre du femtomètre (\(1\ fm = 10^{- 15}\ m\)). À cette échelle, les nucléons sont liés par l’interaction nucléaire forte effective, beaucoup plus intense que les interactions responsables des liaisons chimiques. Les protons se repoussent électriquement, mais l’interaction nucléaire attractive, à très courte portée, permet au noyau de rester lié. L’énergie nucléaire reflète donc l’équilibre entre ces contributions : attraction nucléaire, répulsion coulombienne, énergie cinétique quantique des nucléons et structure en couches.
On peut résumer la différence de la manière suivante : la chimie modifie l’organisation des électrons autour des noyaux, tandis que la physique nucléaire modifie l’organisation des nucléons à l’intérieur du noyau. Dans le premier cas, les noyaux restent inchangés. Dans le second, l’identité ou l’état du noyau peut changer. C’est ce changement d’échelle (spatial, énergétique et structurel) qui explique pourquoi l’énergie nucléaire est si concentrée.
Cette comparaison ne doit cependant pas conduire à une image simpliste. L’énergie nucléaire n’est pas un réservoir que l’on pourrait vider directement en transformant toute la matière en énergie. Elle apparaît lorsque le système nucléaire passe d’une configuration à une autre, plus stable, de masse totale légèrement plus faible. La différence de masse correspondante est convertie en énergie selon :
\[\mathbf{E = m}\mathbf{c}^{\mathbf{2}}\]
C’est cette relation entre masse, énergie et stabilité nucléaire qui permet de comprendre pourquoi certaines transformations, comme la fission ou la fusion, peuvent libérer autant d’énergie.
Masse, énergie et défaut de masse
La compréhension de l’énergie nucléaire repose sur une idée fondamentale de la relativité restreinte : la masse d’un système est une forme d’énergie. La relation d’Einstein, \(E = mc^{2}\), indique qu’à une masse \(m\ \)correspond une énergie \(E\), avec \(c\ \)la vitesse de la lumière dans le vide. Comme \(c^{2}\ \)est un nombre très grand, une très petite variation de masse peut correspondre à une énergie considérable à l’échelle microscopique.
Dans le cas d’un noyau atomique, cette relation prend une signification particulièrement importante. Un noyau n’est pas simplement la somme de protons et de neutrons juxtaposés. C’est un système lié, dont l’énergie totale dépend des interactions entre les nucléons, de leur énergie cinétique interne, de la répulsion électrostatique entre protons, et de l’organisation quantique du système. Pour cette raison, la masse d’un noyau lié n’est pas égale à la somme des masses des nucléons libres qui le composent.
Considérons un noyau contenant \(Z\ \)protons et \(N\ \)neutrons, avec :
\[A = Z + N\]
Si les nucléons étaient séparés et très éloignés les uns des autres, leur masse totale serait :
\[M_{libres} = Zm_{p} + Nm_{n}\]
Où \(m_{p}\ \)est la masse du proton et \(m_{n\ }\)celle du neutron. Or la masse réelle du noyau lié, notée \(M_{noyau}\), est plus faible :
\[M_{noyau} < Zm_{p} + Nm_{n}\]
La différence est appelée défaut de masse :
\[\Delta m = Zm_{p} + Nm_{n} – M_{noyau}\]
Ce défaut de masse ne signifie pas que de la matière aurait disparu mystérieusement. Il signifie que le système lié possède une énergie totale plus basse que celle des nucléons libres. Lorsqu’un noyau se forme à partir de nucléons séparés, de l’énergie est libérée. Inversement, pour séparer complètement un noyau en protons et neutrons libres, il faut fournir de l’énergie. Cette énergie est l’énergie de liaison du noyau :
\[E_{liaison} = \Delta m\text{ }c^{2}\]
L’énergie de liaison est donc définie comme l’énergie qu’il faut apporter pour casser entièrement le noyau et éloigner tous ses nucléons les uns des autres. Plus elle est grande, plus le noyau est fortement lié. Elle mesure la cohésion globale du noyau.
Il faut cependant faire attention au signe. Le défaut de masse \(\mathbf{\Delta}\mathbf{m\ }\)est positif, car le noyau lié est moins massif que ses constituants libres. L’énergie de liaison est elle aussi généralement donnée comme une quantité positive : c’est l’énergie à fournir pour dissocier le noyau. Mais du point de vue de l’énergie totale du système, le noyau lié est dans un état d’énergie plus faible. La formation du noyau libère donc une énergie égale à cette énergie de liaison.
On peut résumer cette idée en disant que la formation d’un noyau lié à partir de nucléons libres s’accompagne d’une libération d’énergie. Le système final est plus stable, donc de masse plus faible, et l’énergie correspondante est évacuée :
\[\text{nucl}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{ons~libres} \longrightarrow \text{noyau~li}\overset{ˊ}{\text{e}} + E_{liaison}\]
Inversement, pour détruire ce noyau lié et séparer complètement ses nucléons, il faut fournir cette même énergie de liaison :
\[\text{noyau~li}\overset{ˊ}{\text{e}} + E_{liaison} \longrightarrow \text{nucl}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{ons~libres}\]
Ainsi, l’énergie de liaison peut être vue à la fois comme l’énergie libérée lors de la formation du noyau et comme l’énergie qu’il faut fournir pour le dissocier.
Cette relation entre masse et énergie est au cœur de toute la physique nucléaire. Une réaction nucléaire libère de l’énergie lorsque la masse totale des produits finaux est inférieure à la masse totale des réactifs initiaux. La différence de masse est alors convertie en énergie cinétique des produits, en rayonnement gamma, ou en énergie emportée par d’autres particules.
Pour une réaction générale :
\[\overset{ˊ}{\text{e}}\text{tat~initial} \rightarrow \overset{ˊ}{\text{e}}\text{tat~final}\]
L’énergie libérée peut s’écrire :
\[Q = \left( M_{initial}-M_{final} \right)c^{2}\]
Si \(Q > 0\), la réaction libère de l’énergie. Si au contraire \(Q < 0\), elle nécessite un apport d’énergie.
Cette formulation montre une idée essentielle : ce n’est pas le défaut de masse d’un noyau isolé qui constitue directement une énergie exploitable, mais la variation de masse entre deux configurations nucléaires. Un noyau stable fortement lié ne libère pas spontanément son énergie de liaison. Il se trouve déjà dans un état de basse énergie. L’énergie devient disponible seulement si une transformation conduit à un état final encore plus lié, donc de masse totale plus faible.
L’énergie nucléaire doit donc être comprise comme une énergie de différence, non comme une substance stockée que l’on extrairait directement du noyau. Dans la fission, un noyau lourd se transforme en fragments plus fortement liés. Dans la fusion, des noyaux légers s’assemblent pour former un noyau plus fortement lié. Dans les deux cas, l’énergie libérée correspond à une diminution de la masse totale du système, conformément à :
\[E = \Delta m\text{ }c^{2}\]
Cette idée sera précisée dans le chapitre suivant à travers la courbe de l’énergie de liaison, qui montre pourquoi les noyaux légers peuvent libérer de l’énergie en fusionnant, tandis que les noyaux lourds peuvent en libérer en se fragmentant.
Énergie de liaison : ce qui stabilise le noyau
L’énergie de liaison mesure la cohésion d’un noyau atomique. Elle correspond à l’énergie qu’il faudrait fournir pour séparer complètement tous les nucléons qui le composent (protons et neutrons) et les éloigner les uns des autres jusqu’à ce qu’ils n’interagissent plus. Un noyau fortement lié est donc un noyau dont les constituants sont difficiles à arracher.
Pour un noyau contenant \(Z\ \)protons et \(N\ \)neutrons, l’énergie de liaison s’écrit :
\[E_{liaison} = \left\lbrack Zm_{p} + Nm_{n} – M_{noyau} \right\rbrack c^{2}\]
Où \(m_{p}\ \)est la masse du proton, \(m_{n}\ \)celle du neutron, et \(M_{noyau}\ \)la masse du noyau lié. Le terme entre crochets est le défaut de masse. Plus ce défaut de masse est grand, plus l’énergie de liaison est importante, et plus le noyau est globalement cohésif.
Il est utile de distinguer l’énergie de liaison totale de l’énergie de liaison par nucléon :
\[\frac{E_{liaison}}{A}\]
Où \(A = Z + N\)
L’énergie de liaison totale augmente globalement avec la taille du noyau, puisqu’un noyau plus gros contient davantage de nucléons liés. Mais cette grandeur ne permet pas de comparer directement la stabilité moyenne de noyaux de tailles différentes. L’énergie de liaison par nucléon, elle, indique en moyenne combien d’énergie lie chaque nucléon au noyau. C’est donc cette grandeur qui permet de comparer la stabilité relative de l’hélium, du carbone, du fer, de l’uranium ou d’autres noyaux.
La stabilité nucléaire résulte d’un équilibre entre plusieurs contributions. La plus importante est l’interaction nucléaire forte effective, attractive à courte portée. Elle agit entre nucléons, qu’ils soient protons ou neutrons, et tend à les maintenir ensemble. Cette interaction est très intense, mais elle ne porte que sur des distances de l’ordre du femtomètre. Un nucléon n’interagit fortement qu’avec ses voisins proches, ce qui explique pourquoi l’énergie de liaison par nucléon ne croît pas indéfiniment avec \(A\).
À cette attraction s’oppose la répulsion électromagnétique entre protons. Tous les protons portent une charge positive, donc ils se repoussent mutuellement. Cette répulsion augmente lorsque le nombre de protons devient grand. Elle est particulièrement importante dans les noyaux lourds, où de nombreux protons sont confinés dans un volume très petit. Elle réduit la stabilité des noyaux de grand \(Z\ \)et explique pourquoi les noyaux lourds ont besoin d’un excès de neutrons pour rester liés.
Les neutrons jouent alors un rôle stabilisateur essentiel. Ils participent à l’interaction nucléaire forte, mais ne contribuent pas à la répulsion coulombienne. Ajouter des neutrons permet donc d’augmenter l’attraction nucléaire sans augmenter directement la répulsion électrique. C’est pourquoi les noyaux lourds stables contiennent plus de neutrons que de protons. Le plomb 208, par exemple, contient \(Z = 82\) protons et \(N = 126\) neutrons.
L’énergie de liaison dépend aussi de la nature quantique du noyau. Les nucléons sont des fermions : les protons et les neutrons remplissent des états quantiques selon le principe d’exclusion de Pauli. Cette organisation en niveaux donne lieu à des effets de couches, analogues dans leur principe aux couches électroniques des atomes. Certains nombres de protons ou de neutrons, appelés nombres magiques, correspondent à des couches fermées et confèrent une stabilité particulière aux noyaux.
Un autre effet important est l’appariement. Les noyaux ayant un nombre pair de protons et un nombre pair de neutrons sont souvent plus fortement liés que leurs voisins impairs. Les nucléons tendent en effet à s’apparier deux à deux avec des moments angulaires opposés, ce qui abaisse l’énergie totale du système. Cette contribution d’appariement explique pourquoi les noyaux pair-pair sont particulièrement fréquents parmi les noyaux stables.
On voit ainsi que l’énergie de liaison n’est pas simplement le résultat d’une force attractive unique. Elle reflète un compromis entre attraction nucléaire, répulsion coulombienne, énergie cinétique des nucléons, principe de Pauli, effets de couches et appariement. La stabilité d’un noyau dépend donc autant de sa composition globale que de son organisation quantique interne.
Cette notion est centrale pour comprendre l’énergie nucléaire. Un noyau très lié possède une masse plus faible que la somme de ses constituants libres. Mais, là encore, l’énergie disponible dans une réaction ne vient pas de l’énergie de liaison absolue d’un noyau isolé : elle vient de la différence d’énergie de liaison entre l’état initial et l’état final. Si les produits d’une transformation sont plus liés que les réactifs, la masse totale diminue et l’excédent est libéré sous forme d’énergie.
L’énergie de liaison fournit donc le langage commun de la fission, de la fusion et de la radioactivité. Elle permet de comprendre pourquoi certains noyaux sont stables, pourquoi d’autres se transforment spontanément, et pourquoi certaines réactions peuvent libérer des quantités d’énergie considérables. Le chapitre suivant va montrer comment cette idée se résume dans une courbe fondamentale : l’énergie de liaison par nucléon en fonction du nombre de masse.
La courbe de l’énergie de liaison : la clé de la fission et de la fusion
L’énergie de liaison par nucléon permet de comparer la stabilité moyenne des noyaux. Si l’on représente cette grandeur en fonction du nombre de masse \(A\), on obtient une courbe fondamentale de la physique nucléaire. Elle ne croît pas indéfiniment : elle augmente rapidement pour les noyaux légers, atteint un maximum pour des noyaux de masse intermédiaire, proches du fer et du nickel, puis décroît lentement pour les noyaux lourds.
Cette courbe résume à elle seule une grande partie de l’origine de l’énergie nucléaire. Les noyaux légers, comme l’hydrogène, le deutérium, le tritium ou l’hélium, sont relativement peu liés par nucléon. Lorsqu’ils fusionnent pour former des noyaux plus lourds, ils peuvent se rapprocher de la zone où l’énergie de liaison par nucléon est plus élevée. Les produits sont alors plus fortement liés que les réactifs : leur masse totale est plus faible, et la différence est libérée sous forme d’énergie.
C’est le principe de la fusion nucléaire. Par exemple, dans la réaction deutérium-tritium :
\[\ _{1}^{2}H + \ _{1}^{3}H \rightarrow \ _{2}^{4}He + n + 17,6\ MeV\]
Les noyaux initiaux sont légers, tandis que le noyau d’hélium 4 produit est particulièrement stable. Il possède une énergie de liaison par nucléon élevée, en raison de sa structure compacte formée de deux protons et deux neutrons. Le système final est donc plus lié que le système initial, ce qui explique l’énergie libérée.
À l’autre extrémité de la courbe, les noyaux lourds comme l’uranium ou le plutonium ont une énergie de liaison par nucléon plus faible que les noyaux de masse intermédiaire. Ils restent liés, mais ils sont moins efficacement liés que des noyaux situés autour du maximum de la courbe. Si un noyau lourd se scinde en deux fragments de masses intermédiaires, ces fragments peuvent être plus fortement liés par nucléon que le noyau initial.
C’est le principe de la fission nucléaire. Un noyau d’uranium 235, après capture d’un neutron, peut former un noyau composé excité :
\[\ _{92}^{235}U + n \rightarrow \ _{92}^{236}U^{*}\]
Qui se fragmente ensuite, par exemple, en deux noyaux de masse intermédiaire, accompagnés de quelques neutrons :
\[\ _{92}^{236}U^{*} \rightarrow \text{fragments~de~fission} + 2\ \overset{ˋ}{\text{a}}\ 3n + E\]
Les fragments produits sont plus proches du maximum de stabilité que le noyau lourd initial. Leur énergie de liaison totale est plus grande, leur masse totale plus faible, et l’énergie correspondante est libérée, typiquement de l’ordre de \(200\ MeV\) par fission.
La courbe de l’énergie de liaison permet donc de comprendre pourquoi deux processus apparemment opposés (fusionner des noyaux légers et fragmenter des noyaux lourds) peuvent tous deux libérer de l’énergie. Dans les deux cas, le système évolue vers des noyaux plus fortement liés, donc vers une masse totale plus faible.
On peut donc résumer le message de la courbe de l’énergie de liaison de manière très simple : les noyaux légers peuvent libérer de l’énergie en fusionnant, car ils forment alors des noyaux plus fortement liés. À l’inverse, les noyaux très lourds peuvent libérer de l’énergie en se fragmentant, car les fragments obtenus sont généralement plus proches de la zone de stabilité et donc plus fortement liés que le noyau initial.
Dans les deux cas \(\mathbf{\Delta}\mathbf{m > 0}\) pour la masse perdue entre l’état initial et l’état final, et \(\mathbf{E =}\mathbf{\Delta}\mathbf{m}\mathbf{c}^{\mathbf{2}}\) pour l’énergie libérée.
Le maximum de la courbe, situé autour du fer et du nickel, joue donc un rôle particulier. Les noyaux proches de cette région sont parmi les plus stables de la nature. Ils sont difficiles à utiliser comme source d’énergie nucléaire, car ni leur fusion ni leur fission ne conduisent facilement à des produits beaucoup plus liés. Pour libérer de l’énergie, un système nucléaire doit se déplacer vers cette région de stabilité. Une fois qu’il s’en approche, le gain possible devient beaucoup plus faible.
Cette propriété explique aussi pourquoi la fusion stellaire ordinaire ne peut pas produire de l’énergie indéfiniment en allant vers des noyaux toujours plus lourds. La fusion de noyaux légers jusqu’au carbone, à l’oxygène, au silicium puis au fer peut libérer de l’énergie dans les étoiles massives. Mais au voisinage du fer, la courbe atteint son maximum. Fusionner des noyaux au-delà du fer devient globalement défavorable du point de vue énergétique : il faut fournir de l’énergie au lieu d’en libérer.
Inversement, les noyaux très lourds peuvent libérer de l’énergie en descendant vers des masses intermédiaires par fission. Mais la fission n’est favorable que pour des noyaux suffisamment lourds, où la répulsion coulombienne entre les nombreux protons fragilise le noyau et où les fragments obtenus sont nettement plus liés.
La courbe de l’énergie de liaison ne donne pas à elle seule la probabilité d’une réaction. Elle indique ce qui est énergétiquement favorable, mais pas nécessairement ce qui se produit facilement. La fusion de noyaux légers peut être exoénergétique, mais elle est fortement freinée par la barrière coulombienne. La fission d’un noyau lourd peut libérer beaucoup d’énergie, mais elle nécessite parfois l’absorption d’un neutron ou le franchissement d’une barrière de déformation. La courbe explique le bilan énergétique alors que les mécanismes de réaction expliquent la probabilité et les conditions de réalisation.
Elle fournit néanmoins la clé conceptuelle de l’énergie nucléaire : l’énergie libérée dans la fission et la fusion ne vient pas d’une destruction de la matière, mais d’une réorganisation des noyaux vers des configurations plus fortement liées. La masse totale diminue légèrement, et cette petite différence de masse correspond, grâce au facteur \(c^{2}\), à une énergie considérable.
Ce qui libère l’énergie : passer vers un état plus lié
Les chapitres précédents permettent de formuler l’idée centrale de manière simple. L’énergie nucléaire n’est pas libérée parce qu’un noyau isolé posséderait une réserve d’énergie que l’on pourrait extraire directement. Elle apparaît lorsqu’une transformation nucléaire fait passer le système d’un état initial vers un état final plus lié, donc de masse totale plus faible.
Dans une réaction de fusion, des noyaux légers s’assemblent pour former un noyau plus fortement lié. Dans une réaction de fission, un noyau lourd se fragmente en noyaux de masse intermédiaire, eux aussi plus fortement liés. Dans les deux cas, le mécanisme énergétique est le même : l’énergie de liaison totale augmente, la masse totale diminue légèrement, et la différence est libérée selon :
\[E = \Delta mc^{2}\]
Il faut donc toujours raisonner entre deux configurations : un état initial et un état final. Ce n’est pas l’énergie de liaison absolue d’un noyau qui compte, mais la variation d’énergie de liaison au cours de la transformation. Cette transition fournit la clé pour aborder la question suivante : une fois libérée, sous quelles formes concrètes cette énergie apparaît-elle ?
Sous quelle forme l’énergie nucléaire est-elle libérée ?
Lorsqu’une réaction nucléaire libère de l’énergie, cette énergie n’apparaît pas sous une forme unique. Elle ne se transforme pas immédiatement en électricité, ni même directement en chaleur au sens macroscopique. À l’échelle microscopique, elle est d’abord répartie entre les produits de la réaction : noyaux fragments, particules émises, photons gamma, et parfois neutrinos. Ce n’est qu’ensuite, lorsque ces particules interagissent avec la matière environnante, que leur énergie peut être convertie en chaleur ou détectée sous forme de rayonnement.
La forme la plus fréquente est l’énergie cinétique des produits de réaction. Lorsqu’un noyau se transforme en un état final plus lié, la différence de masse se retrouve en grande partie dans le mouvement des particules produites. Dans une réaction à deux corps, par exemple, les produits repartent avec des impulsions opposées dans le référentiel du centre de masse, afin de conserver la quantité de mouvement. L’énergie disponible est alors partagée entre eux selon leurs masses.
Dans la fission nucléaire, l’essentiel de l’énergie libérée apparaît d’abord sous forme d’énergie cinétique des deux fragments de fission. Après la capture d’un neutron, un noyau lourd comme l’uranium 235 forme un noyau composé excité, qui se déforme puis se scinde en deux fragments de masse intermédiaire. Ces deux fragments, fortement chargés positivement, se repoussent violemment par interaction coulombienne. Leur énergie cinétique représente la plus grande part des quelque \(200\ MeV\) libérés par fission. En traversant le combustible, ces fragments sont rapidement freinés par ionisation et excitation de la matière. Leur énergie cinétique est alors convertie en chaleur.
Une autre partie de l’énergie de fission est emportée par les neutrons prompts. Ces neutrons sont émis au moment de la fission, avec une énergie cinétique de l’ordre du MeV. Ils jouent un rôle essentiel, non seulement dans le bilan énergétique, mais surtout dans la possibilité d’une réaction en chaîne. Une fraction de leur énergie est déposée dans le milieu lorsqu’ils sont ralentis par collisions, notamment dans le modérateur ou le combustible.
La fission produit également des rayonnements gamma prompts. Ceux-ci proviennent de la désexcitation rapide des fragments de fission ou du noyau composé. Les photons gamma peuvent parcourir des distances plus grandes que les fragments chargés avant d’interagir. Ils déposent leur énergie par effet photoélectrique, diffusion Compton ou création de paires selon leur énergie et le matériau traversé. Leur contribution au chauffage est réelle, mais plus distribuée spatialement.
À plus long terme, les fragments de fission sont souvent radioactifs. Ils se désintègrent par radioactivité bêta et gamma, en libérant de l’énergie après l’arrêt de la réaction en chaîne. Cette énergie retardée est à l’origine de la chaleur résiduelle dans un réacteur nucléaire. Même après l’arrêt du réacteur, les produits de fission continuent à se désintégrer et à produire de la chaleur. Cette chaleur décroît avec le temps, mais elle doit être évacuée, car elle reste importante juste après l’arrêt.
Dans la fusion nucléaire, l’énergie est également libérée sous forme d’énergie cinétique des produits. Pour la réaction deutérium-tritium :
\[\ _{1}^{2}H + \ _{1}^{3}H \rightarrow \ _{2}^{4}He + n + 17,6\ MeV\]
L’énergie est principalement partagée entre la particule alpha, c’est-à-dire le noyau d’hélium 4, et le neutron. La particule alpha, chargée, est confinée par les champs magnétiques dans un plasma de fusion et peut contribuer à le chauffer. Le neutron, électriquement neutre, s’échappe plus facilement du plasma et dépose son énergie dans les parois ou dans une couverture entourant le réacteur. Dans un dispositif de fusion, c’est donc en grande partie l’énergie des neutrons qui devrait être récupérée sous forme de chaleur.
Dans les étoiles, la situation est encore différente. Une partie de l’énergie de fusion est produite sous forme d’énergie cinétique et de photons gamma, qui sont progressivement absorbés, réémis et dégradés en énergie thermique dans le plasma stellaire. Mais certaines réactions produisent aussi des neutrinos, notamment la chaîne proton-proton. Les neutrinos interagissent extrêmement faiblement avec la matière : ils s’échappent presque directement du cœur de l’étoile et emportent une partie de l’énergie sans contribuer au chauffage local. C’est pourquoi le bilan énergétique observable d’une étoile doit tenir compte de l’énergie perdue sous forme de neutrinos.
Dans les désintégrations radioactives, l’énergie libérée dépend du mode de désintégration. Dans une désintégration alpha, elle apparaît surtout sous forme d’énergie cinétique de la particule alpha et du noyau de recul. Dans une désintégration bêta, elle est partagée entre l’électron ou le positon, le noyau final et le neutrino ou l’antineutrino. Comme les neutrinos interagissent très peu, une partie de l’énergie bêta peut s’échapper sans être déposée localement. Dans une transition gamma, l’énergie est émise sous forme d’un photon de haute énergie, qui pourra déposer son énergie plus loin dans la matière.
On voit donc qu’il faut distinguer l’énergie libérée par la réaction de l’énergie effectivement déposée dans un milieu. Toute l’énergie produite n’est pas nécessairement récupérable sous forme de chaleur. Les neutrinos, par exemple, emportent une énergie généralement perdue pour le système. Les photons gamma peuvent déposer leur énergie loin du lieu de production. Les particules chargées, au contraire, sont rapidement freinées et chauffent localement la matière.
Dans un réacteur de fission, l’énergie utile provient essentiellement de la conversion en chaleur de l’énergie cinétique des fragments de fission, complétée par l’énergie déposée par les neutrons, les photons gamma et les désintégrations radioactives des produits de fission. Cette chaleur est ensuite transférée à un fluide caloporteur, puis utilisée pour produire de la vapeur et entraîner une turbine. L’électricité n’est donc pas produite directement par la réaction nucléaire : elle résulte d’une chaîne de conversions énergétiques.
Cette distinction est importante, car elle montre que l’énergie nucléaire est d’abord une énergie microscopique portée par des particules. Son utilisation macroscopique dépend ensuite de la manière dont ces particules interagissent avec la matière, de la géométrie du système, des matériaux utilisés et des dispositifs de conversion. L’énergie libérée par le noyau ne devient une ressource exploitable qu’après avoir été transformée, absorbée, transportée et contrôlée.
La fission nucléaire : fragmenter un noyau lourd
La fission nucléaire est une transformation au cours de laquelle un noyau lourd se scinde en deux fragments de masse intermédiaire, accompagnés généralement de quelques neutrons et de rayonnements gamma. Elle constitue l’un des exemples les plus spectaculaires de libération d’énergie nucléaire, car elle transforme un noyau initial relativement peu lié en fragments globalement plus fortement liés.
Les noyaux très lourds, comme l’uranium ou le plutonium, sont soumis à un équilibre fragile. L’interaction nucléaire forte maintient les nucléons ensemble, mais la répulsion électrostatique entre les nombreux protons tend à déstabiliser le noyau. Plus le numéro atomique \(Z\ \)est élevé, plus cette répulsion coulombienne devient importante. Le noyau reste lié, mais il est plus facilement déformable qu’un noyau léger ou de masse intermédiaire.
Dans le cas de l’uranium 235, la fission peut être induite par l’absorption d’un neutron. Le noyau capture le neutron et forme un noyau composé excité :
\[\ _{92}^{235}U + n \rightarrow \ _{92}^{236}U^{*}\]
L’astérisque indique que le noyau \(\ ^{236}U^{*}\)est dans un état excité. Cette excitation rend le noyau plus instable vis-à-vis des déformations. On peut se représenter le noyau comme une goutte chargée : s’il s’allonge légèrement, la répulsion coulombienne entre les deux extrémités tend à accentuer la déformation, tandis que l’interaction nucléaire et l’énergie de surface tendent à maintenir le noyau compact.
Si la déformation devient suffisante, le noyau franchit une barrière de fission. Il s’allonge, forme une sorte de col entre deux régions plus massives, puis se scinde en deux fragments. La réaction globale peut s’écrire schématiquement :
\[\ _{92}^{235}U + n \rightarrow \ _{92}^{236}U^{*} \rightarrow \text{fragment~1} + \text{fragment~2} + \nu n + \gamma + E\]
Où \(\nu\ \)désigne le nombre moyen de neutrons émis, généralement de l’ordre de deux à trois pour la fission de l’uranium 235.
Un exemple possible de fission est :
\[\ _{92}^{235}U + n \rightarrow \ _{56}^{141}Ba + \ _{36}^{92}Kr + 3n + E\]
Cet exemple est utile pour illustrer le bilan, mais il ne faut pas croire que la fission produit toujours les mêmes fragments. En réalité, les fragments de fission sont distribués statistiquement. Une même espèce fissile peut donner de nombreuses paires de fragments différentes. La distribution des masses présente souvent deux régions privilégiées : l’une autour de masses plus légères, l’autre autour de masses plus lourdes. La fission est donc un processus probabiliste.
L’énergie libérée provient du fait que les fragments de fission sont plus fortement liés par nucléon que le noyau lourd initial. Sur la courbe de l’énergie de liaison, l’uranium se situe dans une région où l’énergie de liaison par nucléon est plus faible que celle des noyaux de masse intermédiaire. Après fission, les fragments se rapprochent de la zone de stabilité. Leur énergie de liaison totale augmente, leur masse totale diminue légèrement, et la différence apparaît sous forme d’énergie :
\[E = \Delta mc^{2}\]
Pour une fission de l’uranium 235, l’énergie libérée est typiquement de l’ordre de \(200\ MeV\ \)par noyau fissionné. Cette valeur est immense à l’échelle microscopique : elle est des dizaines de millions de fois supérieure à l’énergie libérée par une réaction chimique élémentaire.
La plus grande partie de cette énergie apparaît d’abord sous forme d’énergie cinétique des deux fragments de fission. Ces fragments sont chargés positivement et se repoussent fortement après la scission. Ils sont éjectés à grande vitesse, puis rapidement freinés dans le combustible par interactions électromagnétiques avec les électrons et les noyaux du milieu. Leur énergie cinétique est alors convertie en chaleur.
Une partie de l’énergie est également portée par les neutrons émis, par les photons gamma prompts, puis par les désintégrations radioactives ultérieures des fragments de fission. Les fragments sont en effet généralement riches en neutrons et instables. Ils se rapprochent de la vallée de stabilité par une série de désintégrations bêta, accompagnées souvent d’émissions gamma. Ces désintégrations produisent une énergie retardée, responsable notamment de la chaleur résiduelle après l’arrêt d’un réacteur.
Les neutrons émis lors de la fission jouent un rôle particulier. Ils ne représentent qu’une partie du bilan énergétique, mais ils rendent possible une réaction en chaîne. Si l’un de ces neutrons provoque une nouvelle fission, puis que les neutrons issus de cette fission en provoquent d’autres, le processus peut s’auto-entretenir. La fission n’est donc pas seulement une transformation énergétique : c’est aussi une source de nouveaux projectiles capables de propager la réaction.
Il faut cependant distinguer le phénomène physique de fission et son exploitation dans un réacteur. La fission d’un noyau lourd est une réaction nucléaire individuelle. Un réacteur nucléaire, lui, est un dispositif conçu pour contrôler un très grand nombre de fissions, maintenir un régime stable, évacuer la chaleur produite et convertir cette chaleur en électricité. Le détail de ce contrôle (modérateur, barres absorbantes, combustible, caloporteur, criticité) sera traité dans l’article consacré aux réacteurs nucléaires.
La fission illustre donc parfaitement le principe général de l’énergie nucléaire : un système initial évolue vers des produits plus liés, de masse totale plus faible, et l’énergie correspondante est libérée. Dans le cas des noyaux lourds, cette évolution passe par une fragmentation. L’équilibre entre attraction nucléaire, répulsion coulombienne et déformation collective du noyau détermine la possibilité de fission. La différence d’énergie de liaison en explique la puissance énergétique.
Réaction en chaîne et criticité : le rôle des neutrons
La fission nucléaire possède une propriété essentielle : elle ne libère pas seulement de l’énergie, elle émet aussi des neutrons. Lorsqu’un noyau fissile comme l’uranium 235 ou le plutonium 239 se scinde, il produit généralement deux fragments de fission, de l’énergie, des rayonnements gamma, et plusieurs neutrons dits prompts, émis presque immédiatement au moment de la fission.
De manière schématique, on peut écrire :
\[n + \ ^{235}U \rightarrow \ ^{236}U^{*} \rightarrow \text{fragments} + \nu n + E\]
Où \(\nu\ \)désigne le nombre de neutrons émis par fission. Pour l’uranium 235, ce nombre est en moyenne un peu supérieur à deux. Ces neutrons sont au cœur de la réaction en chaîne : s’ils sont absorbés par d’autres noyaux fissiles, ils peuvent provoquer de nouvelles fissions, qui produiront à leur tour d’autres neutrons.
Le mécanisme peut donc se propager de génération en génération. Une première fission produit plusieurs neutrons : certains s’échappent du système, certains sont absorbés sans provoquer de fission, et certains provoquent effectivement de nouvelles fissions. Ce ne sont donc pas tous les neutrons produits qui entretiennent la chaîne. La question centrale est de savoir combien de neutrons d’une génération conduisent, en moyenne, à la génération suivante.
On introduit pour cela le facteur de multiplication neutronique, souvent noté \(k\). Il mesure le rapport entre le nombre de neutrons efficaces d’une génération et celui de la génération précédente :
\[k = \frac{\text{nombre~de~neutrons~de~la~g}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{n}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{ration~suivante}}{\text{nombre~de~neutrons~de~la~g}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{n}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{ration~pr}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{c}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{dente}}\]
Si \(k < 1\), le système est sous-critique. Chaque génération produit moins de fissions que la précédente. La réaction en chaîne s’éteint progressivement, même si des fissions peuvent continuer tant qu’une source externe de neutrons est présente.
Si \(k = 1\), le système est critique. Chaque génération de neutrons engendre en moyenne une génération identique. Le nombre de fissions reste stable au cours du temps. C’est le régime recherché dans un réacteur nucléaire en fonctionnement stationnaire : la puissance produite peut être maintenue constante.
Si \(k > 1\), le système est surcritique. Chaque génération produit plus de neutrons efficaces que la précédente, et le nombre de fissions augmente. Dans un réacteur, une sur criticité faible et contrôlée permet d’augmenter la puissance. Une sur criticité trop importante ou trop rapide conduit au contraire à une augmentation dangereuse du taux de fission. La maîtrise de \(k\) est donc au cœur du contrôle de la fission.
Il faut cependant préciser que \(k\ \)ne dépend pas seulement du nombre de neutrons produits par fission. Il dépend de tout le devenir des neutrons dans le système. Après leur émission, les neutrons peuvent suivre plusieurs trajectoires possibles. Certains provoquent une nouvelle fission. D’autres sont capturés par des noyaux sans produire de fission. D’autres encore quittent le volume du combustible : on parle de fuite neutronique. Le facteur \(k\) résulte donc d’un bilan entre production, absorption utile, absorption parasite et fuite.
Le rôle de l’énergie des neutrons est également crucial. Les neutrons produits par fission sont rapides : leur énergie est typiquement de l’ordre du MeV. Or, pour l’uranium 235, la probabilité de fission est beaucoup plus grande avec des neutrons lents, dits thermiques, qu’avec des neutrons rapides. Cette probabilité est décrite par la section efficace de fission, qui dépend fortement de l’énergie du neutron incident. À basse énergie, le neutron reste plus longtemps au voisinage du noyau et sa longueur d’onde de de Broglie est plus grande. Il est alors plus efficacement capturé par le noyau fissile. Dans le cas de \(\ ^{235}U\), cette capture forme un noyau composé excité, \(\ ^{236}U^{*}\), dont l’énergie d’excitation est suffisante pour franchir la barrière de fission. La section efficace de fission est donc élevée pour les neutrons thermiques, alors qu’elle est beaucoup plus faible pour les neutrons rapides, même si ceux-ci transportent davantage d’énergie cinétique.
C’est pourquoi de nombreux réacteurs utilisent un modérateur, comme l’eau légère, l’eau lourde ou le graphite, pour ralentir les neutrons par collisions successives. Le but n’est pas de rendre les neutrons « plus énergétiques », mais au contraire de les amener dans une gamme d’énergie où leur probabilité d’induire une nouvelle fission de \(\ ^{235}U\)est beaucoup plus grande. La modération transforme ainsi des neutrons rapides issus de la fission en neutrons lents plus efficaces pour entretenir la réaction en chaîne.
Le ralentissement des neutrons ne doit pas être confondu avec leur absorption. Un bon modérateur doit réduire l’énergie des neutrons sans trop les capturer. Des noyaux légers sont particulièrement efficaces pour cela, car une collision élastique avec un noyau de masse comparable permet un transfert important d’énergie cinétique. L’hydrogène de l’eau est très efficace pour ralentir les neutrons, mais il peut aussi en absorber une partie ; l’eau lourde et le graphite absorbent moins, ce qui explique leur intérêt dans certains types de réacteurs.
Une fois ralentis, les neutrons thermiques ont une probabilité plus élevée d’être capturés par un noyau fissile et de provoquer une fission. On peut donc résumer le fonctionnement neutronique d’un réacteur thermique de manière simple par le schéma suivant :
Mais ce cycle n’est stable que si le bilan global donne \(k = 1\). Le contrôle de la réaction en chaîne consiste précisément à ajuster ce bilan. Pour diminuer le nombre de neutrons disponibles, on peut introduire des matériaux absorbants, comme le bore, le cadmium ou le hafnium. Dans un réacteur, les barres de contrôle contiennent de tels matériaux : lorsqu’elles sont insérées davantage dans le cœur, elles absorbent plus de neutrons et diminuent \(k\). Lorsqu’elles sont retirées, davantage de neutrons restent disponibles pour provoquer des fissions, et \(k\ \)augmente.
Il existe aussi des neutrons dits retardés, émis non pas immédiatement lors de la fission, mais après la désintégration radioactive de certains produits de fission. Leur proportion est faible par rapport aux neutrons prompts, mais leur rôle est décisif pour le contrôle des réacteurs. Comme ils apparaissent avec un délai de fractions de seconde à plusieurs dizaines de secondes, ils ralentissent l’évolution de la réaction en chaîne et rendent possible un pilotage mécanique par les barres de contrôle. Sans neutrons retardés, le contrôle fin d’un réacteur serait beaucoup plus difficile.
La criticité ne doit pas être confondue avec une situation explosive. Un réacteur critique n’est pas un système hors de contrôle, c’est au contraire un système où la réaction en chaîne est maintenue stable. Le terme « critique » signifie seulement que la production de neutrons efficaces compense exactement les pertes. La puissance peut être constante, faible ou élevée, selon le nombre total de fissions par seconde, mais le caractère critique décrit l’équilibre entre les générations de neutrons.
Cette distinction est importante. Un système peut être critique à très faible puissance, par exemple dans une installation expérimentale, ou à forte puissance dans un réacteur électrogène. La criticité décrit la stabilité de la chaîne neutronique, pas directement la quantité totale d’énergie produite. La puissance dépend du nombre absolu de fissions par seconde, tandis que \(k\ \)décrit l’évolution relative d’une génération à la suivante.
Dans le cadre de cet article, l’objectif n’est pas encore de détailler le fonctionnement des réacteurs nucléaires. Il s’agit plutôt de comprendre pourquoi la fission est exploitable comme source d’énergie contrôlée : elle produit des neutrons capables de provoquer de nouvelles fissions, et cette multiplication peut être stabilisée. Les aspects technologiques (géométrie du cœur, combustible, modérateur, caloporteur, barres de contrôle, sûreté) seront étudiés dans l’article consacré aux réacteurs.
La réaction en chaîne est donc le pont entre la fission comme événement microscopique et la production macroscopique d’énergie. Une fission isolée libère environ \(200\ MeV\), mais une réaction en chaîne contrôlée permet d’entretenir un très grand nombre de fissions par seconde. Le rôle des neutrons est central : ils transportent la réaction d’un noyau fissile au suivant, et leur bilan détermine si le système s’éteint, reste stable ou s’amplifie.
La fusion nucléaire : assembler des noyaux légers
La fusion nucléaire est une réaction au cours de laquelle deux noyaux légers s’assemblent pour former un noyau plus lourd. Elle constitue le mécanisme qui alimente les étoiles et représente, sur Terre, l’un des grands objectifs de la recherche sur l’énergie nucléaire. Comme la fission, elle libère de l’énergie lorsque les produits de la réaction sont plus fortement liés que les réactifs.
Le principe énergétique de la fusion se comprend directement à partir de la courbe de l’énergie de liaison par nucléon. Les noyaux très légers, comme l’hydrogène, le deutérium ou le tritium, sont relativement peu liés. Lorsqu’ils fusionnent pour former un noyau plus lourd, par exemple de l’hélium, le système final peut être plus stable. L’énergie de liaison totale augmente, la masse totale diminue légèrement, et la différence est libérée selon :
\[E = \Delta mc^{2}\]
Un exemple particulièrement important est la réaction deutérium-tritium :
\[\ _{1}^{2}H + \ _{1}^{3}H \rightarrow \ _{2}^{4}He + n + 17,6\ MeV\]
Le deutérium contient un proton et un neutron, tandis que le tritium contient un proton et deux neutrons. Leur fusion produit un noyau d’hélium 4, très fortement lié, ainsi qu’un neutron. L’énergie libérée est partagée entre ces deux produits : environ \(3,5\ MeV\) pour la particule alpha et environ \(14,1\ MeV\ \)pour le neutron.
Cette réaction est souvent mise en avant dans les recherches sur la fusion contrôlée, car elle possède une section efficace relativement élevée parmi les réactions de fusion possibles à des températures accessibles expérimentalement. Cela ne signifie pas qu’elle soit facile à réaliser, mais qu’elle est moins difficile que beaucoup d’autres réactions entre noyaux légers.
La difficulté fondamentale de la fusion vient de la répulsion électrostatique entre noyaux. Deux noyaux portent des charges positives ; ils se repoussent donc par interaction coulombienne. Pour que la fusion ait lieu, ils doivent pourtant s’approcher à des distances de l’ordre du femtomètre, là où l’interaction nucléaire forte attractive devient dominante. Entre les deux se trouve une barrière d’énergie : la barrière coulombienne.
Classiquement, il faudrait que les noyaux possèdent une énergie cinétique suffisante pour franchir cette barrière. Or, dans les étoiles comme dans les plasmas de laboratoire, l’énergie moyenne des noyaux est souvent inférieure à la hauteur de la barrière. La fusion reste néanmoins possible grâce à l’effet tunnel quantique. Les noyaux étant décrits par des fonctions d’onde, ils ont une probabilité non nulle de traverser une barrière qu’ils ne pourraient pas franchir classiquement.
La probabilité de fusion dépend donc fortement de l’énergie relative des noyaux. À basse énergie, elle est extrêmement faible. Lorsque l’énergie augmente, la probabilité de pénétration de la barrière augmente rapidement. Dans un plasma chaud, les noyaux n’ont pas tous la même énergie : leurs vitesses suivent une distribution statistique. Une petite fraction d’entre eux possède une énergie suffisamment élevée pour que l’effet tunnel devienne efficace. C’est cette combinaison entre agitation thermique et effet tunnel qui rend la fusion possible dans les étoiles.
Sur Terre, réaliser la fusion contrôlée suppose de créer un milieu où les noyaux légers se rencontrent suffisamment souvent, avec une énergie suffisante, pendant un temps assez long. On parle de plasma, car à très haute température les atomes sont ionisés : les électrons sont séparés des noyaux. Les combustibles de fusion ne se présentent donc pas comme des gaz moléculaires ordinaires, mais comme un mélange de particules chargées.
Trois conditions doivent être réunies : une température élevée, une densité suffisante et un temps de confinement assez long. La température donne aux noyaux l’énergie nécessaire pour s’approcher malgré la répulsion coulombienne. La densité détermine le nombre de collisions possibles par unité de volume. Le temps de confinement mesure la durée pendant laquelle le plasma reste suffisamment chaud et dense pour que les réactions se produisent.
Ces conditions sont souvent résumées par le critère de Lawson, qui exprime l’idée qu’un plasma de fusion ne devient énergétiquement intéressant que si le produit de la densité, du temps de confinement et de la température atteint une valeur suffisante. L’idée physique est simple : il faut produire assez de réactions de fusion avant que le plasma ne perde son énergie.
Deux grandes stratégies sont étudiées. La première est le confinement magnétique, utilisé dans les tokamaks par exemple. Comme le plasma est constitué de particules chargées, il peut être guidé par des champs magnétiques. L’objectif est de maintenir le plasma chaud loin des parois, afin d’éviter qu’il ne se refroidisse et n’endommage les matériaux.
La seconde est le confinement inertiel. Dans cette approche, une petite capsule contenant du combustible de fusion est comprimée très rapidement, par exemple à l’aide de lasers puissants. La densité devient très élevée pendant un temps extrêmement court. L’inertie de la matière comprimée suffit alors, brièvement, à maintenir les conditions nécessaires à la fusion.
Dans une réaction deutérium-tritium, le neutron produit pose un problème particulier. Comme il est électriquement neutre, il n’est pas confiné par les champs magnétiques et s’échappe du plasma. Il emporte la majorité de l’énergie de réaction. Dans un futur réacteur de fusion, cette énergie devrait être récupérée dans une couverture entourant le plasma, où les neutrons déposeraient leur énergie sous forme de chaleur.
Cette couverture jouerait aussi un autre rôle : produire du tritium. Le tritium est radioactif et rare dans la nature. Il doit donc être régénéré à partir du lithium. Une réaction possible est :
\[n + \ _{3}^{6}Li \rightarrow \ _{2}^{4}He + \ _{1}^{3}H + E\]
Ainsi, un réacteur de fusion deutérium-tritium ne se limite pas à faire fusionner deux isotopes de l’hydrogène. Il doit aussi gérer le transport de l’énergie neutronique, la production du tritium, l’activation des matériaux et l’évacuation de la chaleur.
La fusion présente plusieurs différences importantes avec la fission. Dans la fission, une réaction en chaîne neutronique peut être entretenue dans un combustible fissile. Dans la fusion, il n’y a pas de réaction en chaîne du même type : les réactions se produisent seulement si les conditions extrêmes de température, de densité et de confinement sont maintenues. Si le plasma se refroidit ou se dilue, la fusion s’arrête rapidement.
Cela ne signifie pas que la fusion soit sans difficulté. Les températures nécessaires sont immenses, les plasmas sont instables, les neutrons rapides peuvent endommager les matériaux, et la production du tritium impose des contraintes technologiques importantes. Mais du point de vue physique, la fusion illustre le même principe général que la fission : l’énergie est libérée lorsque les noyaux évoluent vers une configuration plus fortement liée.
La fusion nucléaire consiste donc à assembler des noyaux légers pour former des noyaux plus stables. Elle est freinée par la répulsion coulombienne, rendue possible par l’effet tunnel, et contrôlée par les conditions du plasma. Dans les étoiles, ces conditions sont fournies naturellement par la gravitation. Sur Terre, elles doivent être reproduites artificiellement, ce qui explique la difficulté scientifique et technologique de la fusion contrôlée.
L’énergie nucléaire dans les étoiles
Les étoiles sont les grands réacteurs nucléaires naturels de l’Univers. Leur lumière, leur chaleur et leur longévité s’expliquent par des réactions de fusion qui se produisent dans leurs régions centrales. Dans le cas du Soleil, la puissance rayonnée est d’environ \(4 \times 10^{26}\ W\). Cette énergie considérable n’est pas d’origine chimique : aucune réaction chimique ne pourrait alimenter une étoile pendant des milliards d’années. Elle provient de transformations nucléaires qui convertissent progressivement des noyaux légers en noyaux plus fortement liés.
Le moteur fondamental des étoiles est la gravitation. Sous son propre poids, une étoile comprime sa matière centrale, ce qui élève la température et la densité du cœur. Dans ces conditions, les noyaux légers possèdent des vitesses élevées et peuvent entrer en collision très fréquemment. Mais cela ne suffit pas encore : les noyaux étant tous chargés positivement, ils se repoussent électriquement. Pour fusionner, ils doivent s’approcher à des distances de l’ordre du femtomètre, là où l’interaction nucléaire forte devient attractive.
La fusion stellaire repose donc sur un équilibre subtil. La température fournit l’agitation thermique nécessaire pour rapprocher les noyaux, tandis que l’effet tunnel quantique permet à une fraction d’entre eux de traverser la barrière coulombienne même lorsque leur énergie classique est insuffisante. Sans effet tunnel, la fusion serait beaucoup trop rare aux températures réelles du cœur des étoiles. C’est l’un des exemples les plus remarquables d’un phénomène quantique entraînant des conséquences astrophysiques macroscopiques.
Dans les étoiles de masse comparable au Soleil, la principale source d’énergie est la chaîne proton-proton. Son bilan global peut s’écrire de manière simplifiée :
\[4p \rightarrow \ _{2}^{4}He + 2e^{+} + 2\nu_{e}\]
Quatre protons finissent par former un noyau d’hélium 4, avec émission de deux positons, de deux neutrinos électroniques et d’énergie. Le noyau d’hélium 4 étant beaucoup plus lié que quatre protons séparés, la masse totale finale est légèrement plus faible que la masse initiale. La différence est libérée sous forme d’énergie cinétique, de rayonnement gamma et d’énergie emportée par les neutrinos.
La première étape de la chaîne est particulièrement importante :
\[p + p \rightarrow \ _{1}^{2}H + e^{+} + \nu_{e}\]
Deux protons fusionnent pour former un noyau de deutérium. Mais un deutéron contient un proton et un neutron : il faut donc qu’un des deux protons se transforme en neutron. Cette transformation implique l’interaction faible. Elle est très peu probable, ce qui rend la chaîne proton-proton lente. Cette lenteur est essentielle : elle explique en grande partie pourquoi le Soleil brûle son combustible nucléaire sur des milliards d’années au lieu de le consommer très rapidement.
Une fois le deutérium formé, il fusionne rapidement avec un proton :
\[\ _{1}^{2}H + p \rightarrow \ _{2}^{3}He + \gamma\]
Deux noyaux d’hélium 3 peuvent ensuite fusionner :
\[\ _{2}^{3}He + \ _{2}^{3}He \rightarrow \ _{2}^{4}He + 2p\]
Le résultat global reste la conversion de quatre protons en un noyau d’hélium 4. Les positons produits s’annihilent avec des électrons du plasma, générant des photons gamma. Les photons produits dans le cœur ne sortent pas directement de l’étoile : ils sont absorbés, réémis et diffusés un très grand nombre de fois, jusqu’à être progressivement dégradés en rayonnement visible et infrarouge émis à la surface.
Les neutrinos, en revanche, se comportent très différemment. Comme ils interagissent extrêmement faiblement avec la matière, ils s’échappent presque immédiatement du cœur solaire. Ils emportent une petite partie de l’énergie produite, mais surtout une information directe sur les réactions nucléaires internes. La détection des neutrinos solaires sur Terre constitue ainsi une preuve directe de la fusion en cours au centre du Soleil.
Dans les étoiles plus massives, la température centrale est plus élevée, et un autre mécanisme devient dominant : le cycle CNO, pour carbone–azote–oxygène. Dans ce cycle, des noyaux de carbone, d’azote et d’oxygène servent de catalyseurs à la transformation de protons en hélium. Le bilan global est le même que pour la chaîne proton-proton :
\[4p \rightarrow \ _{2}^{4}He + 2e^{+} + 2\nu_{e}\]
Mais le chemin suivi est différent. Les noyaux de carbone, d’azote et d’oxygène capturent successivement des protons, subissent des désintégrations bêta plus, puis reviennent finalement à leur état initial. Ils ne sont pas consommés globalement : ils facilitent la conversion de l’hydrogène en hélium.
Le cycle CNO est beaucoup plus sensible à la température que la chaîne proton-proton. Il devient donc dominant dans les étoiles plus chaudes et plus massives que le Soleil. Cette forte dépendance en température influence la structure interne des étoiles, leur luminosité, leur durée de vie et leur évolution.
Lorsque l’hydrogène du cœur s’épuise, les étoiles suffisamment massives peuvent poursuivre leur évolution nucléaire en fusionnant des noyaux plus lourds. L’hélium peut fusionner pour produire du carbone par le processus triple alpha :
\[3\text{ }\ _{2}^{4}He \rightarrow \ _{6}^{12}C + \gamma\]
Puis, dans des étoiles de plus en plus massives et chaudes, d’autres étapes de fusion peuvent produire de l’oxygène, du néon, du magnésium, du silicium et finalement des noyaux proches du fer et du nickel. Chaque nouvelle étape nécessite des températures plus élevées, car les noyaux plus lourds ont des charges plus grandes et donc des barrières coulombiennes plus hautes.
La courbe de l’énergie de liaison impose cependant une limite fondamentale. Jusqu’aux noyaux proches du fer, la fusion peut libérer de l’énergie, car les produits deviennent plus fortement liés. Au voisinage du fer et du nickel, l’énergie de liaison par nucléon atteint son maximum. Au-delà, fusionner des noyaux plus lourds devient énergétiquement défavorable : il faut fournir de l’énergie au lieu d’en libérer. C’est pourquoi la formation des éléments plus lourds que le fer exige des environnements particuliers, comme les supernovæ ou les collisions d’étoiles à neutrons, où interviennent notamment des captures neutroniques rapides.
L’énergie nucléaire dans les étoiles est donc bien plus qu’un simple mécanisme de chauffage. Elle règle la durée de vie des étoiles, leur luminosité, leur structure interne et leur évolution. Elle est aussi à l’origine de la nucléosynthèse stellaire, c’est-à-dire de la fabrication progressive des éléments chimiques. L’hélium, le carbone, l’oxygène et de nombreux éléments essentiels à la matière ordinaire ont été produits par des réactions nucléaires au cœur des étoiles ou lors de leurs phases finales.
Ainsi, les étoiles montrent de manière spectaculaire comment des phénomènes microscopiques (interaction forte, interaction faible, effet tunnel, énergie de liaison) déterminent des phénomènes cosmiques. La gravitation crée les conditions de température et de pression, l’interaction forte permet la formation de noyaux plus liés, l’interaction faible intervient dans les transformations de protons en neutrons, et les neutrinos emportent vers l’extérieur une signature directe de ces réactions. L’énergie nucléaire est donc au cœur de la vie des étoiles et de l’évolution chimique de l’Univers.
Radioactivité et énergie nucléaire : une libération spontanée, mais limitée
La radioactivité est elle aussi une forme de libération d’énergie nucléaire. Lorsqu’un noyau instable se désintègre, il évolue vers une configuration plus stable, de masse totale plus faible. La différence d’énergie apparaît sous forme de particules émises, de rayonnements gamma, d’énergie de recul du noyau fils, et parfois d’énergie emportée par des neutrinos. Elle relève donc du même principe général que la fission ou la fusion : une transformation nucléaire libère de l’énergie lorsque l’état final est plus favorable que l’état initial.
La différence essentielle est que la radioactivité est une transformation spontanée. Elle ne nécessite pas de projectile extérieur, contrairement à une réaction nucléaire induite. Un noyau radioactif se transforme de lui-même, avec une probabilité de désintégration caractéristique. On ne peut pas déclencher à volonté la désintégration d’un noyau particulier, ni décider du moment exact où elle aura lieu. On peut seulement décrire statistiquement l’évolution d’une population de noyaux radioactifs.
Cette évolution est gouvernée par la loi de décroissance radioactive :
\[N(t) = N_{0}e^{- \lambda t}\]
Où \(N(t)\ \)est le nombre de noyaux radioactifs encore présents à l’instant \(t\), \(N_{0\ }\)le nombre initial de noyaux, et \(\lambda\ \)la constante de désintégration. L’activité, c’est-à-dire le nombre de désintégrations par unité de temps, vaut :
\[A(t) = \lambda N(t)\]
Elle décroît donc elle aussi au cours du temps. Cette caractéristique distingue profondément la radioactivité d’une réaction en chaîne contrôlée : une source radioactive produit une puissance qui dépend de sa quantité initiale et de sa demi-vie, mais cette puissance diminue naturellement à mesure que les noyaux se désintègrent.
Dans une désintégration alpha, un noyau lourd émet un noyau d’hélium 4 :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z – 2}^{A – 4}Y + \ _{2}^{4}He + E\]
L’énergie libérée apparaît principalement sous forme d’énergie cinétique de la particule alpha et du noyau de recul. Le processus est rendu possible par l’effet tunnel : la particule alpha, préformée dans le noyau, traverse la barrière coulombienne qui la retiendrait classiquement. Ce mode de désintégration concerne surtout les noyaux lourds, pour lesquels l’émission alpha permet de réduire la charge et la taille du noyau.
Dans une désintégration bêta, l’énergie provient d’une transformation gouvernée par l’interaction faible. En bêta moins, un neutron du noyau se transforme en proton :
\[n \rightarrow p + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
À l’échelle du noyau, cela augmente le numéro atomique d’une unité sans changer le nombre de masse. L’énergie disponible est partagée entre l’électron, l’antineutrino et le noyau de recul. Comme l’antineutrino interagit très faiblement avec la matière, une partie de l’énergie s’échappe généralement sans être déposée localement.
La radioactivité gamma, quant à elle, correspond à la désexcitation d’un noyau déjà formé dans un état excité :
\[X^{*} \rightarrow X + \gamma\]
Elle ne change ni le nombre de protons ni le nombre de neutrons. L’énergie est émise sous forme d’un photon gamma, qui pourra être absorbé plus loin dans la matière par effet photoélectrique, diffusion Compton ou création de paires. Dans de nombreuses chaînes radioactives, les émissions alpha ou bêta sont suivies d’émissions gamma, car le noyau fils est souvent produit dans un état excité.
La radioactivité peut donc produire de la chaleur lorsque les particules et rayonnements émis déposent leur énergie dans la matière. C’est le principe des générateurs thermoélectriques à radioisotopes, utilisés par exemple dans certaines sondes spatiales. Un radioisotope à demi-vie suffisamment longue libère progressivement de la chaleur par désintégration ; cette chaleur peut être convertie en électricité par effet thermoélectrique. Dans ce cas, l’énergie nucléaire est bien exploitée, mais selon un régime très différent de celui d’un réacteur de fission.
La radioactivité présente en effet plusieurs limites comme source d’énergie macroscopique. D’abord, elle n’est pas directement pilotable : on ne peut pas augmenter ou diminuer instantanément la vitesse de désintégration d’un radioisotope en fonction des besoins. Ensuite, la puissance disponible dépend de la demi-vie. Un isotope à demi-vie très courte libère beaucoup d’énergie par unité de temps, mais s’épuise rapidement. Un isotope à demi-vie très longue dure longtemps, mais son activité spécifique est plus faible. Il existe donc un compromis entre puissance et durée d’utilisation.
À l’inverse, un réacteur de fission exploite une réaction en chaîne contrôlée. La puissance peut être ajustée en modifiant le bilan neutronique, par exemple à l’aide d’absorbants neutroniques ou de changements dans les conditions du cœur. La fission contrôlée permet donc de maintenir un grand nombre de réactions par seconde dans un régime stationnaire, ce que la radioactivité spontanée ne permet pas de la même manière.
Il faut aussi distinguer la radioactivité naturelle de l’énergie nucléaire exploitable. Les roches, les sols, l’atmosphère et même le corps humain contiennent des radionucléides naturels, comme l’uranium, le thorium, le potassium 40 ou le carbone 14. Ces désintégrations libèrent bien de l’énergie, mais à des puissances généralement faibles et diffuses. Elles jouent un rôle important dans la chaleur interne de la Terre, dans la datation radioactive et dans l’environnement radiologique naturel, mais elles ne constituent pas, sauf cas particuliers, une source d’énergie facilement concentrable.
La radioactivité est donc une manifestation importante de l’énergie nucléaire, mais elle n’en est pas l’unique ni forcément la plus exploitable. Elle montre qu’un noyau instable peut libérer spontanément de l’énergie en se rapprochant de la stabilité. Cependant, cette libération est gouvernée par la demi-vie du radionucléide et décroît avec le temps. La fission et la fusion, elles, permettent sous certaines conditions de produire ou d’entretenir des réactions nucléaires à un rythme déterminé par l’environnement physique : flux de neutrons, température, densité ou confinement.
Ainsi, la radioactivité illustre le caractère spontané de certaines transformations nucléaires, tandis que la fission et la fusion illustrent des transformations que l’on peut, au moins en principe, provoquer, entretenir ou contrôler. Toutes reposent sur la même origine profonde (la variation d’énergie de liaison et de masse totale) mais elles ne donnent pas accès à l’énergie nucléaire de la même manière.
Quelques ordres de grandeur
L’énergie nucléaire se distingue d’abord par l’ampleur des énergies mises en jeu à l’échelle microscopique. Une réaction chimique élémentaire libère typiquement quelques électronvolts par molécule ou par liaison. Une réaction nucléaire, elle, libère plutôt des mégaélectronvolts par noyau. Comme \(1\ MeV = 10^{6}\ eV\), l’écart entre les deux domaines est de l’ordre du million pour un événement élémentaire.
Une fission d’un noyau d’uranium 235 libère typiquement \(200\ MeV\) par noyau fissionné. Cette énergie est répartie entre les fragments de fission, les neutrons, les photons gamma et les désintégrations ultérieures des produits de fission. En joules, cela correspond à \(200\ MeV \simeq 3,2 \times 10^{- 11}\ J\). Cette valeur semble minuscule à l’échelle humaine. Mais un échantillon macroscopique contient un nombre gigantesque de noyaux. Une mole de matière contient environ \(N_{A} \simeq 6,02 \times 10^{23}\) noyaux ou atomes. C’est ce facteur énorme qui transforme une énergie microscopique en énergie macroscopique considérable.
Pour \(1\ kg\)d’uranium 235, le nombre de noyaux est approximativement :
\[N = \frac{1000}{235}N_{A} \simeq 2,6 \times 10^{24}\]
Si tous ces noyaux fissionnaient, l’énergie totale libérée serait de l’ordre de :
\[E \simeq 2,6 \times 10^{24} \times 3,2 \times 10^{- 11} \simeq 8 \times 10^{13}\ J\]
C’est une quantité d’énergie considérable. À titre de comparaison, la combustion d’un kilogramme de charbon ou d’hydrocarbure libère typiquement quelques dizaines de mégajoules, soit de l’ordre de \(10^{7}\ J\) par kilogramme. La fission complète d’un kilogramme d’uranium 235 libère donc plusieurs millions de fois plus d’énergie qu’un kilogramme de combustible chimique.
On retrouve ici l’écart déjà évoqué entre l’échelle chimique et l’échelle nucléaire. La chimie modifie les liaisons électroniques ; la physique nucléaire modifie la structure du noyau. Les masses mises en jeu dans les deux cas sont très différentes, mais surtout les variations d’énergie interne par constituant élémentaire sont sans commune mesure.
La fusion deutérium-tritium donne un autre ordre de grandeur important :
\[\ _{1}^{2}H + \ _{1}^{3}H \rightarrow \ _{2}^{4}He + n + 17,6\ MeV\]
L’énergie par réaction est plus faible que pour une fission individuelle, mais les noyaux impliqués sont beaucoup plus légers. Rapportée à la masse de combustible, la fusion peut donc libérer une énergie très élevée. Une grande partie de cette énergie est emportée par le neutron de \(14,1\ MeV\), le reste par la particule alpha de \(3,5\ MeV\).
Dans le Soleil, le bilan global de la chaîne proton-proton peut s’écrire :
\[4p \rightarrow \ _{2}^{4}He + 2e^{+} + 2\nu_{e} + \text{E}\]
L’énergie libérée par formation d’un noyau d’hélium 4 est d’environ \(26,7\ MeV\), dont une petite fraction est emportée par les neutrinos. À l’échelle d’une réaction individuelle, cette énergie est microscopique. Mais le Soleil réalise un nombre immense de réactions chaque seconde, ce qui lui permet de rayonner une puissance d’environ \(4 \times 10^{26}\ W\). Cette puissance correspond à une perte de masse d’environ :
\[\frac{P}{c^{2}} \simeq 4 \times 10^{9}\ kg/s\]
Autrement dit, le Soleil convertit chaque seconde plusieurs millions de tonnes d’équivalent masse en énergie rayonnée et en neutrinos, tout en ne consommant qu’une fraction infime de sa masse totale à l’échelle humaine.
La radioactivité fournit des ordres de grandeur très différents. Une désintégration alpha libère souvent quelques MeV, une désintégration bêta typiquement de quelques keV à quelques MeV, et une transition gamma peut aller de quelques keV à plusieurs MeV. Mais la puissance d’une source radioactive dépend surtout de son activité :
\[A = \lambda N\]
C’est-à-dire du nombre de désintégrations par seconde. Une même énergie par désintégration peut correspondre à une puissance élevée si l’activité est forte, ou à une puissance très faible si la demi-vie est longue et l’activité spécifique faible.
On peut enfin relier ces valeurs à la production d’électricité. Une centrale électrique d’une puissance de \(1\ GW\) produit en une seconde une énergie de \(10^{9}\ J\). Pour fournir cette puissance uniquement par fission de l’uranium 235, il faut de l’ordre de :
\(\frac{10^{9}}{3,2 \times 10^{- 11}} \simeq 3 \times 10^{19}\) fissions par seconde.
Ce nombre est immense, mais il reste très petit comparé au nombre total de noyaux contenus dans un kilogramme de combustible.
Ces ordres de grandeur montrent pourquoi l’énergie nucléaire est si concentrée. Les énergies élémentaires sont grandes à l’échelle microscopique, et les quantités macroscopiques de matière contiennent des nombres gigantesques de noyaux. C’est cette combinaison (quelques MeV par noyau multipliés par des nombres de l’ordre de \(10^{23}\ \)ou plus) qui explique la puissance énergétique de la fission, de la fusion et, plus généralement, des transformations nucléaires.
Conclusion
L’énergie nucléaire trouve son origine dans la structure même des noyaux atomiques. Elle n’est pas une énergie mystérieusement enfermée dans la matière, mais la conséquence directe de l’équivalence entre masse et énergie, de l’énergie de liaison des nucléons et de la possibilité, pour certains systèmes nucléaires, d’évoluer vers des configurations plus stables.
La courbe de l’énergie de liaison par nucléon fournit la clé de lecture principale. Les noyaux légers peuvent libérer de l’énergie en fusionnant, car ils forment des noyaux plus fortement liés. Les noyaux lourds peuvent en libérer en fissionnant, car les fragments obtenus sont plus proches de la zone de stabilité autour du fer et du nickel. Dans les deux cas, l’énergie libérée correspond à une diminution de la masse totale :
\[E = \Delta mc^{2}\]
Cette énergie apparaît d’abord sous des formes microscopiques : énergie cinétique des fragments, neutrons, particules chargées, photons gamma ou neutrinos. Elle ne devient chaleur qu’après interaction avec la matière, puis éventuellement électricité dans un dispositif technologique. Un réacteur nucléaire ne produit donc pas directement de l’électricité : il convertit d’abord l’énergie cinétique issue des fissions en chaleur, puis cette chaleur en énergie mécanique et électrique.
La fission et la fusion illustrent deux chemins opposés vers le même principe énergétique. La fission fragmente des noyaux lourds et permet, grâce aux neutrons secondaires, une réaction en chaîne contrôlable. La fusion assemble des noyaux légers, mais exige de surmonter la barrière coulombienne grâce à des températures extrêmes et à l’effet tunnel quantique. Dans les étoiles, ces conditions sont fournies naturellement par la gravitation ; sur Terre, elles constituent un défi scientifique et technologique majeur.
La radioactivité rappelle enfin qu’une libération d’énergie nucléaire peut aussi être spontanée. Mais cette énergie est alors gouvernée par la demi-vie des radionucléides et ne se contrôle pas comme une réaction en chaîne ou un plasma de fusion. Elle joue néanmoins un rôle essentiel dans la chaleur interne de la Terre, les générateurs à radioisotopes, la datation et de nombreuses applications scientifiques et médicales.
Ainsi, l’énergie nucléaire relie plusieurs niveaux de description : la masse et l’énergie, la structure quantique du noyau, les interactions fondamentales, les réactions nucléaires et les applications macroscopiques. Elle montre comment une variation infime de masse, à l’échelle d’un noyau, peut produire des effets considérables lorsqu’elle est multipliée par le nombre immense de noyaux contenus dans une quantité macroscopique de matière.
Comprendre l’énergie nucléaire, c’est donc comprendre comment la stabilité des noyaux peut devenir une source d’énergie. Cette idée servira de base à l’article suivant consacré aux réacteurs nucléaires, où nous verrons comment la fission, les neutrons, la criticité, le modérateur, les barres de contrôle et les circuits thermiques sont organisés pour produire de l’énergie de manière contrôlée.