La fusión aneutrónica es cualquier forma de energía de fusión en la que muy poca de la energía liberada es transportada por neutrones . Mientras que las reacciones de fusión nuclear de umbral más bajo liberan hasta el 80% de su energía en forma de neutrones , las reacciones aneutrónicas liberan energía en forma de partículas cargadas , típicamente protones o partículas alfa . Una fusión aneutrónica exitosa reduciría en gran medida los problemas asociados con la radiación neutrónica , como la radiación ionizante dañina , la activación neutrónica , el mantenimiento del reactor y los requisitos de blindaje biológico, manejo remoto y seguridad.
Dado que es más sencillo convertir la energía de partículas cargadas en energía eléctrica que convertir la energía de partículas no cargadas, una reacción aneutrónica sería atractiva para los sistemas de energía. Algunos defensores ven un potencial de reducción drástica de costos al convertir la energía directamente en electricidad, así como al eliminar la radiación de los neutrones, contra los que es difícil protegerse. [1] [2] Sin embargo, las condiciones requeridas para aprovechar la fusión aneutrónica son mucho más extremas que las requeridas para la fusión deuterio-tritio (D–T), como en el ITER .
Los primeros experimentos en este campo comenzaron en 1939 y desde principios de los años 50 se han realizado continuos esfuerzos serios.
Uno de los primeros partidarios de esta teoría fue Richard F. Post, de Lawrence Livermore , quien propuso capturar la energía cinética de las partículas cargadas cuando salían de un reactor de fusión y convertirla en voltaje para generar corriente. [3] Post ayudó a desarrollar los fundamentos teóricos de la conversión directa, que más tarde demostraron Barr y Moir, quienes demostraron una eficiencia de captura de energía del 48 por ciento en el experimento del espejo en tándem en 1981. [4]
La fusión de Polywell fue iniciada por el difunto Robert W. Bussard en 1995 y financiada por la Marina de los EE . UU . Polywell utiliza confinamiento electrostático inercial . Fundó EMC2 para continuar la investigación de Polywell. [5] [6]
Un pulso de picosegundos de un láser de 10 teravatios produjo fusiones aneutrónicas de hidrógeno y boro para un equipo ruso en 2005. [7] Sin embargo, la cantidad de partículas α resultantes (alrededor de 10 3 por pulso láser) fue baja.
En 2006, la máquina Z del Laboratorio Nacional Sandia , un dispositivo Z-pinch , alcanzó los 2 mil millones de kelvins y 300 keV. [8]
En 2011, Lawrenceville Plasma Physics publicó los resultados iniciales y describió una teoría y un programa experimental para la fusión aneutrónica con el foco de plasma denso (DPF). [9] [10] El esfuerzo fue financiado inicialmente por el Laboratorio de Propulsión a Chorro de la NASA . [11] El apoyo para otras investigaciones de fusión aneutrónica DPF provino del Laboratorio de Investigación de la Fuerza Aérea . [12]
Un equipo de investigación francés fusionó protones y núcleos de boro-11 utilizando un haz de protones acelerado por láser y un pulso láser de alta intensidad. [13] En octubre de 2013 informaron de un estimado de 80 millones de reacciones de fusión durante un pulso láser de 1,5 nanosegundos. [13]
En 2016, un equipo de la Academia China de Ciencias de Shanghái produjo un pulso láser de 5,3 petavatios con la Instalación Láser Ultrarrápida Superintensa (SULF) y esperaba alcanzar los 10 petavatios con el mismo equipo. [14]
En 2021, TAE Technologies anunció que su dispositivo Norman producía regularmente un plasma estable a temperaturas superiores a los 50 millones de grados. [15]
En 2021, un equipo ruso informó resultados experimentales en un dispositivo en miniatura con confinamiento de plasma electrodinámico (oscilatorio) . Utilizó una descarga de vacío de ~1–2 J nanosegundo con un cátodo virtual. Su campo acelera los iones de boro y los protones a ~ 100–300 keV bajo colisiones de iones oscilantes. Las partículas α de aproximadamenteSe obtuvieron 5 × 10 4 /4π (~ 10 α-partículas/ns) durante los 4 μs de voltaje aplicado. [16]
En septiembre de 2019 se creó la empresa australiana HB11 Energy . [17] En 2022, afirmaron ser la primera empresa comercial en demostrar la fusión. [18] [19]
Las reacciones de fusión se pueden clasificar según su neutronicidad: la fracción de la energía de fusión liberada en forma de neutrones energéticos. El estado de Nueva Jersey definió una reacción aneutrónica como aquella en la que los neutrones no transportan más del 1% de la energía total liberada, [20] aunque muchos artículos sobre el tema [21] incluyen reacciones que no cumplen este criterio.
La barrera de Coulomb es la energía mínima requerida para que los núcleos en una reacción de fusión superen su repulsión electrostática mutua . La fuerza de repulsión entre una partícula con carga Z 1 y una con Z 2 es proporcional a ( Z 1 × Z 2 ) / r 2 , donde r es la distancia entre ellas. La barrera de Coulomb que enfrenta un par de partículas cargadas que reaccionan depende tanto de la carga total como de cuán equitativamente se distribuyan esas cargas; la barrera es más baja cuando una partícula de baja Z reacciona con una de alta Z y más alta cuando los reactivos tienen una carga aproximadamente igual. Por lo tanto, la energía de barrera se minimiza para aquellos iones con la menor cantidad de protones .
Una vez que los pozos de potencial nuclear de las dos partículas reaccionantes están a dos radios de protones entre sí, las dos pueden comenzar a atraerse entre sí mediante la fuerza nuclear . Debido a que esta interacción es mucho más fuerte que la interacción electromagnética, las partículas se atraerán entre sí a pesar de la repulsión eléctrica en curso, liberando energía nuclear. Sin embargo, la fuerza nuclear es una fuerza de muy corto alcance, por lo que es un poco simplista decir que aumenta con el número de nucleones . La afirmación es cierta cuando se describe la energía de volumen o la energía de superficie de un núcleo, menos cierta cuando se aborda la energía de Coulomb y no habla en absoluto del equilibrio protón/neutrón. Una vez que los reactivos han pasado la barrera de Coulomb, se encuentran en un mundo dominado por una fuerza que no se comporta como el electromagnetismo.
En la mayoría de los conceptos de fusión, la energía necesaria para superar la barrera de Coulomb se obtiene mediante colisiones con otros iones de combustible. En un fluido termalizado como un plasma, la temperatura corresponde a un espectro de energía según la distribución de Maxwell-Boltzmann . Los gases en este estado tienen algunas partículas con alta energía, incluso si la energía promedio es mucho menor. Los dispositivos de fusión dependen de esta distribución; incluso a temperaturas en masa muy por debajo de la energía de la barrera de Coulomb, la energía liberada por las reacciones es lo suficientemente grande como para que la captura de parte de ella pueda proporcionar suficientes iones de alta energía para mantener la reacción en marcha.
Por lo tanto, el funcionamiento estable del reactor se basa en un equilibrio entre la velocidad a la que se añade energía al combustible mediante reacciones de fusión y la velocidad a la que se pierde energía en el entorno. Este concepto se expresa mejor como el producto triple de fusión , el producto de la temperatura, la densidad y el "tiempo de confinamiento", la cantidad de tiempo que la energía permanece en el combustible antes de escapar al medio ambiente. El producto de la temperatura y la densidad da la velocidad de reacción para cualquier combustible dado. La velocidad de reacción es proporcional a la sección eficaz nuclear ( σ ). [1] [22]
Cualquier dispositivo dado puede soportar cierta presión máxima de plasma. Un dispositivo eficiente operaría continuamente cerca de este máximo. Dada esta presión, la mayor salida de fusión se obtiene cuando la temperatura es tal que σv / T 2 es máxima. Esta es también la temperatura a la que el valor del producto triple nTτ requerido para la ignición es mínimo, ya que ese valor requerido es inversamente proporcional a σv / T 2 . Un plasma se "enciende" si las reacciones de fusión producen suficiente energía para mantener la temperatura sin calentamiento externo.
Debido a que la barrera de Coulomb es proporcional al producto de los recuentos de protones ( Z 1 × Z 2 ) de los dos reactivos, las variedades de hidrógeno pesado, deuterio y tritio (D–T), dan el combustible con la barrera de Coulomb total más baja. Todos los demás combustibles potenciales tienen barreras de Coulomb más altas y, por lo tanto, requieren temperaturas operativas más altas. Además, los combustibles D–T tienen las secciones transversales nucleares más altas, lo que significa que las velocidades de reacción son más altas que cualquier otro combustible. Esto hace que la fusión D–T sea la más fácil de lograr.
Comparación del potencial de otros combustibles con la reacción D–T: La siguiente tabla muestra la temperatura de ignición y la sección transversal para tres de las reacciones aneutrónicas candidatas, en comparación con D–T:
La reacción aneutrónica más fácil de encender, D– 3 He, tiene una temperatura de ignición cuatro veces mayor que la de la reacción D–T, y secciones transversales correspondientemente más bajas, mientras que la reacción p– 11 B es casi diez veces más difícil de encender.
Varias reacciones de fusión no producen neutrones en ninguna de sus ramas. Las que tienen las secciones eficaces más grandes son:
La reacción 3He –D se ha estudiado como un plasma de fusión alternativo porque tiene el umbral de energía más bajo.
Las velocidades de reacción de p– 6 Li, 3 He– 6 Li y 3 He– 3 He no son particularmente altas en un plasma térmico. Sin embargo, cuando se las trata como una cadena, ofrecen la posibilidad de una reactividad mejorada debido a una distribución no térmica . El producto 3 He de la reacción de p– 6 Li podría participar en la segunda reacción antes de la termalización, y el producto p de 3 He– 6 Li podría participar en la primera antes de la termalización. Sin embargo, los análisis detallados no muestran una mejora suficiente de la reactividad para superar la sección transversal inherentemente baja. [ cita requerida ]
La reacción del 3He sufre un problema de disponibilidad de 3He. El 3He se produce sólo en cantidades minúsculas en la Tierra, por lo que tendría que ser generado a partir de reacciones de neutrones (contrarrestando la ventaja potencial de la fusión aneutrónica) [ aclaración necesaria ] o extraído de fuentes extraterrestres.
La cantidad de 3 He necesaria para aplicaciones a gran escala también se puede describir en términos de consumo total: según la Administración de Información Energética de Estados Unidos , "el consumo de electricidad de 107 millones de hogares estadounidenses en 2001 ascendió a 1,140 billones de kW·h" (1,14 × 10 15 W·h ). Suponiendo de nuevo una eficiencia de conversión del 100%, se requerirían 6,7 toneladas de 3 He por año para ese segmento de la demanda energética de los Estados Unidos, de 15 a 20 toneladas por año dada una eficiencia de conversión de extremo a extremo más realista. Extraer esa cantidad de 3 He puro implicaría procesar 2 mil millones de toneladas de material lunar por año, incluso suponiendo una tasa de recuperación del 100%. [ cita requerida ]
En 2022, Helion Energy afirmó que su séptimo prototipo de fusión (Polaris; totalmente financiado y en construcción a septiembre de 2022) demostrará "electricidad neta a partir de la fusión" y demostrará "la producción de helio-3 a través de la fusión deuterio-deuterio" mediante un "ciclo de combustible cerrado de alta eficiencia patentado". [23]
Aunque las reacciones de deuterio (deuterio + 3 He y deuterio + 6 litio) no liberan neutrones por sí mismas, en un reactor de fusión el plasma también produciría reacciones secundarias D–D que resultan en un producto de reacción de 3 He más un neutrón. Aunque la producción de neutrones se puede minimizar haciendo funcionar una reacción de plasma en caliente y pobre en deuterio, la fracción de energía liberada como neutrones es probablemente de varios porcentajes, de modo que estos ciclos de combustible, aunque pobres en neutrones, no alcanzan el umbral del 1%. Véase 3 He . La reacción D– 3 He también sufre el problema de disponibilidad de combustible de 3 He, como se discutió anteriormente.
Las reacciones de fusión que involucran litio se han estudiado en profundidad debido al uso de litio para la producción de tritio en armas termonucleares . Su dificultad de ignición es intermedia entre las reacciones que involucran especies de menor número atómico, H y He, y la reacción 11 B.
La reacción p– 7 Li, aunque es altamente energética, libera neutrones debido a la alta sección transversal de la reacción alterna que produce neutrones 1 p + 7 Li → 7 Be + n [24]
Muchos estudios de fusión aneutrónica se concentran en la reacción p– 11 B, [25] [26] que utiliza combustible fácilmente disponible. La fusión del núcleo de boro con un protón produce partículas alfa energéticas (núcleos de helio).
Dado que encender la reacción p– 11 B es mucho más difícil que D–T, generalmente se proponen alternativas a los reactores de fusión tokamak habituales , como la fusión por confinamiento inercial . [27] Un método propuesto utiliza un láser para crear un plasma de boro-11 y otro para crear una corriente de protones que chocan contra el plasma. El haz de protones produce un aumento de diez veces de la fusión porque los protones y los núcleos de boro chocan directamente. Los métodos anteriores utilizaban un objetivo de boro sólido, "protegido" por sus electrones, lo que reducía la tasa de fusión. [28] Los experimentos sugieren que un pulso láser a escala de petavatios podría lanzar una reacción de fusión de "avalancha", [27] [29] aunque esto sigue siendo controvertido. [30] El plasma dura aproximadamente un nanosegundo , lo que requiere que el pulso de protones de picosegundos esté sincronizado con precisión. A diferencia de los métodos convencionales, este enfoque no requiere un plasma confinado magnéticamente. El haz de protones es precedido por un haz de electrones, generado por el mismo láser, que arranca electrones del plasma de boro, aumentando la posibilidad de que los protones colisionen con los núcleos de boro y se fusionen. [28]
Los cálculos muestran que al menos el 0,1% de las reacciones en un plasma térmico p– 11 B producen neutrones, aunque su energía representa menos del 0,2% de la energía total liberada. [31]
Estos neutrones provienen principalmente de la reacción: [32]
La reacción en sí produce sólo 157 keV, pero el neutrón transporta una gran fracción de la energía alfa, cercana a la de la fusión E /3 =2,9 MeV . Otra fuente importante de neutrones es:
Estos neutrones son menos energéticos, con una energía comparable a la temperatura del combustible. Además, el propio 11 C es radiactivo, pero se desintegra rápidamente en 11 B, con una vida media de solo 20 minutos.
Dado que estas reacciones involucran los reactivos y productos de la reacción primaria, es difícil reducir la producción de neutrones en una fracción significativa. Un ingenioso esquema de confinamiento magnético podría, en principio, suprimir la primera reacción extrayendo los alfas a medida que se crean, pero entonces su energía no estaría disponible para mantener caliente el plasma. La segunda reacción podría, en principio, suprimirse en relación con la fusión deseada eliminando la cola de alta energía de la distribución de iones, pero esto probablemente estaría prohibido por la energía requerida para evitar que la distribución se termalice.
Además de los neutrones, la radiación de frenado produce grandes cantidades de rayos X duros y la reacción de fusión produce rayos gamma de 4, 12 y 16 MeV.
con una probabilidad de ramificación relativa a la reacción de fusión primaria de aproximadamente 10 −4 . [nota 1]
El hidrógeno debe ser isotópicamente puro y la entrada de impurezas al plasma debe controlarse para evitar reacciones secundarias que produzcan neutrones, como:
El diseño del blindaje reduce la dosis ocupacional de radiación neutrónica y gamma a un nivel insignificante. Los componentes principales son agua (para moderar los neutrones rápidos), boro (para absorber los neutrones moderados) y metal (para absorber los rayos X). Se estima que el espesor total es de aproximadamente un metro, principalmente agua. [33]
HB11 Energy utiliza miles de láseres bombeados por diodos fusionados. Esto permite que los láseres de kilojulios producidos en masa y menos costosos transmitan megajulios a un objetivo. [34] El sistema láser de dos pulsos de nanosegundos y picosegundos resultante proporciona una entrada de próxima generación. El enfoque utiliza energía pulsada (disparos). Los gránulos de combustible se queman a una velocidad de aproximadamente 1 por segundo. La energía liberada impulsa un generador de ciclo de vapor convencional. [34]
La potencia del láser ha aumentado a un ritmo de aproximadamente 10 3 x/década en un contexto de reducción de los costos. Los avances incluyen: [34]
La fusión aneutrónica produce energía en forma de partículas cargadas en lugar de neutrones . Esto significa que la energía de la fusión aneutrónica podría capturarse directamente en lugar de lanzar neutrones a un objetivo para hervir algo. La conversión directa puede ser inductiva, basada en cambios en los campos magnéticos, electrostática, basada en el contacto de partículas cargadas contra un campo eléctrico, o fotoeléctrica, en la que la energía de la luz se captura en un modo pulsado. [35]
La conversión electrostática utiliza el movimiento de partículas cargadas para crear voltaje que produce corriente eléctrica. Es el fenómeno inverso al que se produce cuando una partícula se pone en movimiento mediante un voltaje. Se ha descrito como un acelerador lineal que funciona en sentido inverso. [36]
La fusión aneutrónica pierde gran parte de su energía en forma de luz. Esta energía resulta de la aceleración y desaceleración de partículas cargadas. Estos cambios de velocidad pueden ser causados por la radiación de frenado , la radiación ciclotrón , la radiación sincrotrón o las interacciones del campo eléctrico. La radiación se puede estimar utilizando la fórmula de Larmor y se presenta en los espectros de rayos X, UV, visible e IR. Parte de la energía irradiada como rayos X se puede convertir directamente en electricidad. Debido al efecto fotoeléctrico , los rayos X que pasan a través de una matriz de láminas conductoras transfieren parte de su energía a los electrones, que luego pueden capturarse electrostáticamente. Dado que los rayos X pueden atravesar un espesor de material mucho mayor que los electrones, se necesitan cientos o miles de capas para absorberlos. [37]
La comercialización de la fusión aneutrónica enfrenta muchos desafíos.
La gran mayoría de las investigaciones sobre fusión se han centrado en la fusión D-T, que es la más fácil de lograr. Los experimentos de fusión suelen utilizar la fusión deuterio-deuterio (D-D) porque el deuterio es barato y fácil de manipular, ya que no es radiactivo. Experimentar con la fusión D-T es más difícil porque el tritio es caro y radiactivo, por lo que requiere medidas de seguridad y protección ambiental adicionales.
La combinación de una sección transversal más baja y tasas de pérdida más altas en la fusión D– 3He se compensa hasta cierto punto porque los reactivos son principalmente partículas cargadas que depositan su energía en el plasma. Esta combinación de características compensatorias exige una temperatura de funcionamiento aproximadamente cuatro veces mayor que la de un sistema D–T. Sin embargo, debido a las altas tasas de pérdida y el consiguiente ciclo rápido de energía, el tiempo de confinamiento de un reactor en funcionamiento debe ser aproximadamente cincuenta veces mayor que el de D–T, y la densidad de energía aproximadamente 80 veces mayor. Esto requiere avances significativos en la física del plasma. [38]
La fusión protón-boro requiere energías iónicas y, por lo tanto, temperaturas de plasma, unas nueve veces superiores a las de la fusión D-T. Para cualquier densidad dada de los núcleos que reaccionan, la velocidad de reacción para protón-boro alcanza su velocidad máxima en alrededor de 600 keV (6.6 mil millones de grados Celsius o 6,6 gigakelvins ) [39] , mientras que D-T tiene un pico en alrededor de 66 keV (765 millones de grados Celsius o 0,765 gigakelvins). Para los conceptos de confinamiento limitado por presión, las temperaturas operativas óptimas son unas cinco veces inferiores, pero la relación sigue siendo aproximadamente de diez a uno.
La velocidad de reacción máxima de p– 11 B es solo un tercio de la de D–T, lo que requiere un mejor confinamiento del plasma. El confinamiento suele caracterizarse por el tiempo τ que se retiene la energía de modo que la potencia liberada supere la necesaria para calentar el plasma. Se pueden derivar varios requisitos, el más común es el criterio de Lawson, el producto de la densidad, nτ , y el producto con la presión nTτ . El nτ requerido para p– 11 B es 45 veces mayor que el de D–T. El nTτ requerido es 500 veces mayor. [nota 2] Dado que las propiedades de confinamiento de los enfoques de fusión convencionales, como la fusión tokamak y la fusión con pellets láser son marginales, la mayoría de las propuestas aneutrónicas utilizan conceptos de confinamiento radicalmente diferentes.
En la mayoría de los plasmas de fusión, la radiación de frenado es un importante canal de pérdida de energía. (Véase también pérdidas por radiación de frenado en plasmas isotrópicos cuasineutrales ). Para la reacción p– 11 B, algunos cálculos indican que la potencia de la radiación de frenado será al menos 1,74 veces mayor que la potencia de fusión. La relación correspondiente para la reacción 3 He– 3 He es sólo ligeramente más favorable, 1,39. Esto no es aplicable a plasmas no neutros y es diferente en plasmas anisotrópicos.
En los diseños de reactores convencionales, ya sea basados en confinamiento magnético o inercial , la radiación de frenado puede escapar fácilmente del plasma y se considera un término de pérdida de energía pura. Las perspectivas serían más favorables si el plasma pudiera reabsorber la radiación. La absorción se produce principalmente a través de la dispersión de Thomson en los electrones , [40] que tiene una sección transversal total de σ T = 6,65 × 10 −29 m 2 . En una mezcla 50–50 D–T esto corresponde a un rango de6,3 g/cm 2 . [41] Esto es considerablemente más alto que el criterio de Lawson de ρR > 1 g/cm 2 , que ya es difícil de alcanzar, pero podría lograrse en sistemas de confinamiento inercial. [42]
En campos magnéticos de megateslas, un efecto mecánico cuántico podría suprimir la transferencia de energía de los iones a los electrones. [43] Según un cálculo, [44] las pérdidas por radiación de frenado podrían reducirse a la mitad de la potencia de fusión o menos. En un campo magnético fuerte , la radiación ciclotrón es incluso mayor que la radiación de frenado. En un campo de megateslas, un electrón perdería su energía a causa de la radiación ciclotrón en unos pocos picosegundos si la radiación pudiera escapar. Sin embargo, en un plasma suficientemente denso ( n e >2,5 × 10 30 m −3 , una densidad mayor que la de un sólido [45] ), la frecuencia del ciclotrón es menor que el doble de la frecuencia del plasma . En este caso bien conocido, la radiación del ciclotrón queda atrapada dentro del plasmoide y no puede escapar, excepto de una capa superficial muy delgada.
Si bien aún no se han logrado campos de megateslas, se han producido campos de 0,3 megateslas con láseres de alta intensidad [46] y se han observado campos de 0,02 a 0,04 megateslas con el dispositivo de enfoque de plasma denso . [47] [48]
A densidades mucho más altas ( n e >6,7 × 10 −34 m −3 ), los electrones serán degenerados de Fermi , lo que suprime las pérdidas por bremsstrahlung, tanto directamente como reduciendo la transferencia de energía de los iones a los electrones. [49] Si se pueden lograr las condiciones necesarias, puede ser posible la producción neta de energía a partir de combustible p– 11 B o D– 3 He. Sin embargo, la probabilidad de un reactor factible basado únicamente en este efecto sigue siendo baja, porque se predice que la ganancia será menor que 20, mientras que generalmente se considera necesario más de 200.
En todos los diseños de plantas de energía de fusión publicados, la parte de la planta que produce las reacciones de fusión es mucho más cara que la parte que convierte la energía nuclear en electricidad. En ese caso, como en la mayoría de los sistemas de energía, la densidad de potencia es una característica importante. [nota 3] Duplicar la densidad de potencia reduce al menos a la mitad el costo de la electricidad. Además, el tiempo de confinamiento necesario depende de la densidad de potencia.
Sin embargo, no es trivial comparar la densidad de potencia producida por diferentes ciclos de combustible de fusión. El caso más favorable para p– 11 B en relación con el combustible D–T es un dispositivo de confinamiento (hipotético) que solo funciona bien a temperaturas de iones superiores a unos 400 keV, en el que el parámetro de velocidad de reacción σv es igual para los dos combustibles y que funciona con baja temperatura de electrones. p– 11 B no requiere un tiempo de confinamiento tan largo porque la energía de sus productos cargados es dos veces y media mayor que la de D–T. Sin embargo, relajar estas suposiciones, por ejemplo considerando electrones calientes, permitiendo que la reacción D–T se desarrolle a una temperatura más baja o incluyendo la energía de los neutrones en el cálculo, desplaza la ventaja de la densidad de potencia a D–T.
La suposición más común es comparar densidades de potencia a la misma presión, eligiendo la temperatura iónica para cada reacción para maximizar la densidad de potencia, y con la temperatura del electrón igual a la temperatura iónica. Aunque los esquemas de confinamiento pueden estar limitados por otros factores, y a veces lo están, la mayoría de los esquemas bien investigados tienen algún tipo de límite de presión. Bajo estas suposiciones, la densidad de potencia para p– 11 B es de aproximadamente2100 veces menor que la de D–T. El uso de electrones fríos reduce la relación a aproximadamente 700. Estas cifras son otra indicación de que la energía de fusión aneutrónica no es posible con los conceptos de confinamiento de la línea principal.