FR 2815163 A1 20020412 FR 0013034 A 20001006 La description qui va suivre est destinée à compléter les recherches sur la production d'énergie thermo-nucléai- re. Il n'est pas question de croire ou de faire croire que nous apporterons LA solution à ce problème sur lequel tout le monde se penche depuis des décénnies. il faut bien se rendre compte de l'enjeu d'une telle technologie qui, si elle c était maîtrisée, résoudrait les trois quarts des problèmes de l'humanité. Avec l'énergie thermo-nucléaire, les transports sont non polluants, l'eau de mer est déssallée et l'on peut faire des déserts des jardins d'Eden fertiles. Alors nous rappelons tout cela pour bien situer l'importance de cette technologie qui tirerait l'électricité de l'eau de e mer sans détruire la nature. Pour résumer il s'agit de parvenir à l'ignition par le refroidissement préalable de l'hydrogène. En fait nous propo- sons la fusion par choc thermique de l'hydrogène (deutérium-tritium) porté à une température extrêmement froide c et très voisine du zéro degré Kelvin. Nous allons exposer cette technique et les raisons qui nous font penser qu'elc le peut favoriser la production de l'ignition. Celles-ci font appel à la mécanique quantique et les derniers progrès en 0 e matière d'ultra-froid qui ont permis d'obtenir ce qu'on appelle de la mélasse optique ou bien même ce que la physique appelle un Condensat Einstein-Bose. Nous espérons aboutir à la fusion de l'hydrogène et par voix de conséquence à une source d'énergie quasi illimitée, e e en remplaçant un mode d'échauffement progressif de la masse de deutérium-tritum, par une élévation brutale de teme pérature de cette masse portée au préalable à un froid voisin du zéro absolu (quelques millionnièmes de degrés e Kelvin). En conséquence nous nous servons de solutions expérimentales déjà testées telles que le lasert mega- joule ou bien le bombardement d'ions sur cette masse d'hydrogène. En ceci, il n'y a rien d'original puisque, comme CI e nous le disions, ces solutions ont déjà été éprouvées. Dans un premier temps on peut cumuler l'exposition laser avec le bombardement d'ions lourds. La première étant réellement destinée à l'échauffement ; le bombardement quant à lui participant à cet échauffement et à son confinement. Mais là encore, on ne s'éloigne pas de la solution du laser e megajoule dont le rôle est avant tout la compression de la masse d'hydrogène par la convergence des rayons de e forte puissance, plus finalement que l'échauffement par le rayonnement. Non, ceci n'est pas l'objet de la proposition présente. Celle-ci ne remet pas en cause les techniques de fusion nucléaires par bombardement (laser ou ions). Celleci consiste en un moyen d'optimiser ces techniques et ne peut être appliqué à d'autres voies de fusion tels que le Tokamak où les contraintes et les moyens de parvenir à l'ignition sont différents et exige de confiner longtemps avec un choc thermique moindre. La réussite de notre procédé réside entre autre dans l'obtention d'une températu- re aussi froide que possible d'une masse d'hydrogène. Ici nous ne parlons plus de degrés Kelvin mais de vitesse du c mouvement brownien des atomes. Cette vitesse est alors exprimée en mètres/seconde et ceci représente des froids extrêmes très voisins du zéro absolu, comme nous le disions et que les derniers progrès seulement peuvent aborder. e On parle là de millionnièmes de degrés K. A ces températures la matière, comme n'importe quelle particule, possè- de des propriétés étranges mais qui sont déduites de la mécanique quantique. 0 La première de ces propriétés concerne le comportement de la matière à basse température avec l'obtention de cette mélasse optique -nous la nommerons aussi Condensat Einstein-Bose. A cette température, la longueur d'onde des atomes augmente au point que ceux-ci diffusent et s'intermêlent. Nous donnons la formule qui rend compte de cette augmentation de longueur d'onde en fonction de la température ou plutôt de la vitesse des particules : L = h/mv. L est la longueur d'onde de la particule. En effet, la mécanique quantique associe toute particule (ou touteénergie) t, 0 à une longueur d'onde sous la formule E = hf ou E est l'énergie, h la constante de Planck et f la fréquence de l'on- 0 de. Ensuite m est la masse de la particule, ou de l'atome, et v la vitesse du mouvement de la particule. En l'occu- rence, il s'agit souvent de mouvement brownien et qui est proportionnel à la température. Pour les basses tempé- ratures, en deçà du millième de degrés K, on préférera parler de vitesse des atomes ou des molécules. Mais ce qui nous intéresse vraiment est l'une des conséquences de ce phénomène physique. En. effet, dans la physique quantique la particule n'est pas localisée en un point mais a une probabilité de présence. Cette probabilité de présence est illustrée par une fonction qui aurait un peu l'allure d'une courbe de Gauss. Il faut simplement savoir que cette courbe est également proportionnelle à la température. En diminuant la vitesse de la particule, donc sa température, on élargie la courbe de Gauss donc le domaine de probabilité de présence de la particule. 0 Dans le schéma ci-dessus, on représente ce qu'on appelle la fonction de probabilité de présence. C'est à dire que la particule, en physique quantique, n'est jamais située dans un endroit précis mais a une probabilité de présence. La fonction a l'allure d'une courbe de Gauss. La probabilité de présence est donc maximale au centre de symétrie de la courbe de Gauss et décroît au fur et à mesure que l'on s'éloigne de ce centre de symétrie. Cependant la probabilité de présence d'une particule n'est jamais nulle, même 0 si l'on s'éloigne concidérablement de cette zone de présence. Le schéma ci-dessus illustre naïvement ces probabilités de prée sence de la particule où en ordonnée on mentionne le pourcentage de cette probabilité de présence. On remarque évidemment e que de la même manière que la probabilité nulle n'existe pas la probabilité sure (100%) n'existe pas. En physique quantique on dit que la particule n'est pas absente mais possède son niveau d'énergie minimal. L'énergie nulle en mécanique quantique n'existe pas. 0 De même l'absence totale n'existe pas. Ce qui nous intéresse est que la fonction d'onde s'élargie de manière inversement propor- tonnelle à la température : moins elle est élevée, plus cette fonction en courbe de Gauss s'étale. Plus la particule est froide moins elle est localisée. Cette température équivaud à la vitesse de la particule et donc, plus la particule est lente plus l'incer- titude sur sa position est importante. En ceci on rejoint le principe d'incertitude de Einseinberg. On voit en haut les différence de courbes en fonction de cette température (en courbe étroite la température élevée et en courbe gaussienne large une vitesse faible donc une température faible). La courbe de gauss s'étale au fur et à mesure qu'on refroidit. 0 Nous allons illustrer maintenant le cas de deux particules située non loin l'une de l'autre, comme deux noyaux d'atomes. Le schéma ci-dessus nous montre deux particules avec leur fonction d'onde. Celles-ci sont distinctes. Par contre avec l'abaisse- ment de température les fonctions s'élargissent et s'interpénetrent comme le montre le schéma du bas. A des températures suffisament basses il se produit en effet ce phénomène où d'une part la longueur d'onde des atomes devient visible cette longueur d'onde augmentant quand la température diminue selon la formule 1 : h/mv où m est la masse de la particule, v la vitesse (ou tempéra- ture) et h la constante de Planck. D'autre part il se crée un autre phénomène qui est l'interpénétration des fonctions de probabilités de présence. La matière ainsi refroidie constitue ce qu'on appelle une mélasse optique. Des expériences récentes ont déjà permis d'obtenir de telles mélasses optiques où l'on observe une nature ondulatoire de l'atome. A présent nous allons nous pencher sur le réchauffement de la particule ou de l'atome. Celui-ci a pour conséquence la réduction de la fonction de probabilité de présence ainsi que nous le voyons ci-dessus avec une gaussienne plus étroite. La particule se localise en quelque sorte. Mais ce qui est plus important est que la relocalisation peut se faire de manière aléatoire selon la probabilité de présence originelle de la gaussienne large qui est la probabilité de présence de la particule froide. Ainsi en réchauffant on ne peut savoir où va se relocaliser la particule mais simplement avoir une probabilité de présence ou de relocalisation . Et s'il est vrai que la probabilité maximale de relocalisation est sur le pic et donc au centre de symétrie de la gaussienne la plus large de la particule froide, il existe des probabilités non nulles mais de plus en plus faibles à mesure que l'on s'éloigne de ce centre de e symétrie d'une re) oca) isationM. La gaussienne située à gauche de notre diagramme possède donc une probabilité d'existence de e 0 45%, selon la gaussienne originelle large que nous avons représentée ici. ; de même que la Gaussienne de droite plus éloignée du 0 e 0 0 pic de la gaussienne jaune a une probabilité d'existence plus faible de 10%. Imaginons maintenant un ensemble d'atomes (ou de noyaux d'atomes). Nous allons refroidir cet ensemble d'atomes suffisam- ment pour que les courbes de Gauss s'interpénètrent. On obtient cette fameuse mélasse optique (la physique l'appelle Condensat Bose-Einstein ou Einstein-bose du nom des savants qui l'ont théorisé). Enfin on réchauffe brusquement cette mélasse. Comme nous le disions tout à l'heure, les particules ne se relocalisent pas forcément sur le pic des Gaussiennes. Il existe des probabilités moindres pour qu'elles se relocalisent à côté de ces pics, cette probabilité diminuant avec la distance au pic. Toutefois avec la proximité des particules telles que les noyaux d'atomes, il existe des forces de répulsion qui interviennent dans les probabili- tés de relocalisation. Les noyaux ne peuvent se relocaliser trop près les uns des autres, mais avec un réchauffement suffisament rapide et important, la vitesse d'agitation due à ce réchauffement qui va succéder très vite à la relocalisation des noyaux à proximité les uns des autres va permettre la collision et la fusion de ces noyaux. Le schéma suivant illustre ce cas : Lorsque on refroidit une particule, on étale sa probabilité de présence de la même manière qu'on étale l'onde assimilée à la particule (toute particule possède aussi une nature ondulatoire). La règle qui donne la longueur d'onde assimilée à la particule en fonction de la température est : L=h/mv h étant une constante, la longueur d'onde L est inversement proportionnelle à la masse m multipliée par la vitesse v. La vitesse représente en fait la température de notre particule et on s'aperçoit donc que plus la température est basse, plus v est faible et plus la longueur d'onde est importante. La probabilité de présence s'étale avec l'abaissement de cette température et deux particules voisines peuvent se chevaucher. Les deux gaussiennes larges que nous avons illustrées ci-dessus sont en fait les probabilités de présence de deux particules voisines refroidies. En réchauffant ces particules, il existe une probabilité non nulle pour qu'elles se relocalisent selon les gaussiennes étroite qui se touchent presque. Si ces particules sont des noyaux d'hydrogène (deutériumtritium) la distance séparant les particules relocalisées peut être inférieure à la distance de répulsion électro-statique des noyaux et permettre la fusion de ceux-ci. On appelle relocalisation le fait que par son réchauffement la particule a une probabilité de présence géographiquement plus étroite. Celà entraîne une probabilité de présence plus importante au pic de la gaussienne. Ainsi, avec CI une énergie maximale, la particule serait parfaitement localisée et cette loi est en correlation avec le principe d'incertitude de hmsenberg. En ettet celui-ci annonce que d (e). d (p) = constante. d (e) est l'incertitude sur l'énergie. Plus elle est grande et plus il y a d'incertitude la concernant. Donc plus la température ou la vitesse sont élevées et plus celles-ci possèdent d'incertitude comme si cette dernière était en poucentage de la quantité d'énergie ou de vitesse. De même d (p) est l'incertitude sur la position. Celle-ci est donc inversement proportionnelle à l'incertitude sur l'énergie et moins il y a d'énergie, moins il y a d'incertitude 0 sur cette énergie et plus il y a d'incertitude sur la position. Ce qu'il fallait démontrer : refroidir une particule implique augmenter 0 e l'incertitude sur sa position. Ainsi, si les probabilités de présence étaient conforme à l'exemple que nous donnons dans les premiers diagrammes, la probabilité pour que les relocalisations que nous avons cerclées dans le schéma précédent s'effectuent dans cette CI position est de 0,4. 0,25 ce qui est égal à 10%. Nos précédentes représentations font état de courbes Gaussiennes de probabilité de présence sur deux dimensions. A présent nous tenons à une approche plus fidèle à la réalité à travers cette représentation en trois dimensions à l'allure d'une cloche. d'autre part le schéma ci-contre tient compte d'un facteur qu'on a également omis jusqu'à présent pour des raisons momentaC > nées de simplicité et de clarté, celui des forces de répulsion électro-statiques. Celles-ci ont une incidence sur la forme de la cour- be de probabilité de présence. La gausCI sienne suivante en forme de cloche est symétrique selon l'axe portant le pic de probabilité maximale et voit cette symétrie bouleversée lorsque la particule jouxte une autre particule semblable de même signe de charge tels deux noyaux atomiques. Les forces de répul- sion diminuent les probabilité de présence entre les deux particules. En conséquence nous avons un aplatissement des deux gaussiennes entre nos CI particules ainsi que nous l'illustrons dans notre dernière représentation ainsi que l'avant dernière qui représente une coupe des deux gaussiennes parallèCI le à leur base. On note bien l'absence de symétrie inhérente à la force de répul- sion. La probabilité de relocalisation de la particule lors du réchauffement est donc moindre que pour une autre zone de la gaussienne située pourtant à même distance du pic. C'est ce que nous avons illustré dans les derniers schémas de cette page avec les courbes d'iso-probabilité qui sont sensées être également des sections horizontales de nos gaussiennes. Cependant la probabilité de relocalisation dans la zone commune intersécante notée en gris sur le schéma ci-contre n'est pas nulle. Cela amène une probabilité non nulle également que les deux particules se relocalisent à une distance suffisamment faible pour franchir la barrière de répulsion et entrer dans la zone d'attraction qui favorise la fusion. Les diagrammes de la page pré- cédentes ne sont là que pour étayer notre argumentaire et n'en tiennent pas compte La première difficulté est d'obtenir à la fois une densité suffisante de particules donc une distance faible entre elles et une température suffisament basse. Or nous savons que plus la distance est faible plus la température est élevée. Il convient donc de trouver un bon compromis et une bonne tech- nique de refroidissement... La seconde difficulté est d'obtenir un réchauffement à la fois rapide et important. De la rapidité de ce réchauffement et non pas seulement de l'importance de la température obtenue dépend la probabilité de fusion. Si le réchauffement est trop lent, la répulsion entre les noyaux les éloigne les uns des autres avant que la relocalisation ne s'achève et que la fusion ne se produise. En effet, les forces de répulsion électro-sta- tiques entre les noyaux sont importantes et doi- vent d'abord être vaincues pour que la force forte (les gluons) ne lie les protons et neutrons. C'est toute la difficulté du procédé de fusion et les voies exploitées sont de deux natures : soit une élévation brutale de tempé- rature, soit un réchauffement plus lent afin d'obtenir une température plus élevée que par la solution précédente. La seconde solution est exploitée dans les tokamaks. La difficulté est ici de contenir le plasma, de le confiner. La première solution est testée de différentes manières dont la plus connue est le bombardement laser. Il existe aussi la technique de bombardement d'ions. L'efficacité réside dans la rapidité du bombardement. Il n'y a pas de problème de confinement. L'exposition laser produit un effet de compression et c'est elle qui entraîne la fusion plus que la température induite par le rayonnement lui-même. Nous allons évidemment nous servir des techniques destinées à la seconde voie et apparentées au bombardement laser. On peut même coupler les différentes techniques d'échauffement violent (laser, ions, auxquelles on peut rajouter ce que nous avons évoqué précédemment, le bombardement d'ions lourds à vitesse lente, ces ions ayant entre autre pour effet de compresser le plasma et éventuellement de le maintenir un très bref laps de temps en confinement, ou bien encore le bombardement d'électrons avec un ampérage e très important à travers un filament d'hydrogène liquide maintenu dans un champs magnétique). 0 La première difficulté dont on parlait précédemment à savoir la densité d'atome de la mélasse optique (la densité s'opposant au refroidissement) peut être résolue par la configuration de ce condensat d'atomes ultra-froids. Nous songeons par exemple au fila- 0 e ment d'hydrogène. Il pourrait être en effet plus facile de refroidir un filament d'atomes. Les méthodes de refroidissement pour obte- nir ces températures extrêmes font entre autre appel au bombardement d'une onde électro-magnétique sur l'atome (avec une e longueur d'onde appropriée), onde dont le rôle est de supprimer les légers mouvements de cet atome en opposant l'énergie d'ab- 0 0 sorbtion et l'énergie cinétique qui en découle au mouvement brownien de l'atome. Cela exige que le mouvement brownien soit déjà très faible afin de contrôler son évolution et le contrecarrer par l'émission électro-magnétique. Il semble alors que d'une part le CI confinement magnétique lui-même soit plus aisé sur un filament, ce confinement contrôlant lui-même la température, et que d'autre partie contrôle par émission laser (l'onde électro-magnétique dont on parlait tout à l'heure) soit lui aussi plus facile. CI Nous allons évoquer une possibilité supplémentaire d'alimenter un foyer thermo-nucléaire en atomes ultra-froids en quantité néces- saire à un bon rendement énergétique. Une autre difficulté est en effet de pouvoir maintenir un condensat Einstein-Bose dans une enceinte très chaude où il vient d'y avoir une fusion thermo-nucléaire. Afin d'avoir un bon rendement il convient d'entretenir régulièrement cette fusion et donc de ne pas avoir à attendre trop longtemps que l'enceinte se refroidisse avant de réanimer la réaction. Ceci est notamment le problème des expérimentations avec les bombardements laser où il faut attendre plusieurs heures avant de recommencer la réaction du fait que ces laser exigent pour se refroidir et donc pour fonctionner à nouveau un temps beaucoup 0 trop long. Nous avons songé pour alimenter en atomes ultra froids notre réaction à cumuler des propriétés quantiques, celles 0 de la nature ondulatoire d'une particule avec la relation L= h/mv, et celles relativiste où justement v est relative. Si on déplace un ensemble d'atomes à une vitesse v, quelque soit cette vitesse (par rapport à nous), si ces atomes sont immobiles les uns par rapport aux autres, alors leurs vitesses relatives est nulle (ou très faible) et nous obtiendrons un condensat Bose-Einstein, celui-ci se dépla- çant dans son ensemble à la vitesse v. Cela permet d'injecter régulièrement et constamment des atomes ultra-froids et donc ce type de mélasse optique sous les feux de lasers de puissance ou d'une manière plus générale dans un creuset où a lieu la fusion 0 nuclèaire... On produit donc la matière ultra froide au fur et à mesure et de manière continue. C'est ce que nous illustrons en planche 2/3. Les atomes (Il) ont une vitesse relative entre eux très faible. Celle-ci conrrespondrait à la température nécessaire au maintien d'un condensat Bose-Einstein. Il existe des difficultés dont l'une est que pour maintenir une vitesse relative entre les atomes, le mouvement général du condensat, l'injection dans l'enceinte où a lieu la fusion doit être succité par une force qui opère un mouvement parfaitement linéaire des atomes. En effet, un mouvement accéléré ou non linéaire entraîne une différence de propagation des atomes entre eux et donc des vitesses relatives non nulles. Par exemple, si c'est un champs magnétique qui meut le condensat, la difficulté est que les lignes de forces doivent se rapprocher au maximum de lignes 0 parallèles à la direction de propagation du condensat. C'est l'exemple de la figure 2. La ligne de force du champs magnétique est parallèle au mouvement des atomes. Or ceci est pratiquement impossible. On ne peut qu'avoisiner cette configuration idéale. Pratiquement on a des lignes de forces qui ressemblent à ce que nous illustrons en figure 3. Notamment, il y a une accélération des c atomes. Les atomes qui entre dans le champs magnétique iront donc moins vite que ceux qui en sortent. C'est un peu comme la chute libre. Si on laisse tomber des cailloux les uns après les autres, durant leur chute ceux-ci vont avoir une vitesse différente et une vitesse relative non nulle. Les premiers lâchés iront évidemment plus vite que les autres car leur chute aura duré plus longtemps. On va donc tenter de s'approcher de la configuration idéale de la figure 2. pour celà on peut limiter la différence de potene tiel du champs, étendre ce champs ou limiter le trajet des atomes durant l'injection et donc de la génératrice de condensat jusqu'à l'enceinte d'ignition. Les différentes lignes de force des champs sont notées en indice 9. La figure 4 représente le même ensemble avec la génératrice d'atomes froids, leurs déplacement jusqu'au point d'tgmtion a l'aide d'un champs magnétique. JD 0 Nous résumons dans les figures 2, 3 et 4 notre ensemble qui comprend l'enceinte d'ignition (1) avec les faisceaux laser ou de particules convergents (3) issus des laser ou canons à particules notés en indice 2. Nous avons la génératrice de condensat (7), c'est à 0 dire le système de refroidissement des atomes, et le dispositif d'injection de ces atomes dans l'enceinte d'ignition avec les alec- tro-aimants (8). On figure un champs magnétique comme système d'injection des atomes refroidis, mais on pourrait même songer à se servir de la simple gravitation et laisser tomber les atome de la génératrice de condensat jusqu'au point d'ignition (6) qui se situerait alors au dessous de la précédente sur sa verticale. Une autre difficulté est la présence même très brève d'atomes refroidis dans une enceinte où vient d'avoir lieu une ignition et dont CI les éléments comme les parois sont très chauds. Le bref laps de temps durant lequel les atomes vont être présents dans l'enceinte avant de subir le bombardement nécessaire à l'ignition peut échauffer ces atomes et faire perdre les propriétés du condensat avant même l'ignition, Notre méthode précédente d'injection d'atomes dans l'enceinte ne suffirait sans doute pas à éviter le réchauffe- 0 ment intempestif des atomes, à moins d'augmenter la vitesse d'injection et donc de recourir à des champs magnétiques plus 0 e puissants qui favoriseraient une vitese relative des atomes entre eux comme nous l'avons expliqué précédemment. On songe donc plusieurs enceintes qui se présenteraient successivement à l'ignition, Chacune d'elles aurait le temps de se refroie dir avant de se trouver à nouveau devant les faisceaux produisant la fusion. La planche 1/3 qui illustre l'abrégé illustre en fait cette 0 proposition avec une succession d'enceintes (1) se présentant au centre des faisceaux laser (3) ou autres rayonnements de puis- sance au fur et à mesure de la rotation de l'ensemble d'enceintes. Les enceintes comportent des lumières (5) dans leur paroi (4), lumières perméables aux rayonnements émis par les faisceaux de puissance. Il y a sept enceintes qui vont se présenter successivement devant l'ensemble d'ignition au cours d'une rotation del'ensemble de ces enceintes (rotation notée 13). Après celui-ci, les e enceintes vont se refroidir au cours de leur trajet. Durant la phase du trajet que nous avons figurée en indice 10, l'enceinte va échan- 0 ger sa chaleur de manière suffisamment importante pour que le fluide de refroidissement alimente un circuit secondaire qui va entraîner des turbines et produire l'énergie (électrique ou mécanique). La phase suivante est préalable à l'obtention du condensat. La température nécessaire à ce dernier va être obtenue durant la dernière phase du trajet notée en indice 12. On peut enfin admettre plusieur points où les faisceaux convergent, chacun se situant dans le mélange d'atomes froids de deutérium-tritium. e 0 La page suivante résume l'ensemble des propositions précédentes. Il y a plus d'enceintes mais le principe est le même, outre 0 que nous avons cumulé à ce dernier le système d'injection d'atomes préalablement refroidis. Si nous avons imaginé notre succese sion d'enceintes parcourant un trajet circulaire, on peut aussi leur faire parcourir des trajets différents qui peuvent avoir certains avantages. L'intérêt majeur de l'invention est, en optimisant les effets des bombardements, de diminuer l'énergie nécessaire aux disposi- tifs produisant ces bombardements et de plus d'éviter les problèmes tels qu'échauffement des dispositifs de bombardement ou la simple impossibilité de disposer de machines produisant des bombardements aussi puissants. On pourra concevoir d'autres variantes de notre invention sans pour cela s'éloigner du cadre de celle-ci. e REVENDICATIONS : 1 - Dispositif d'optimisation de processus de fusion de noyaux d'atomes caractérisé en ce qu'il comprend un ou plusieurs ensembles mécaniques connus de l'homme de l'art, chacun étant destiné à refroidir et-ou maintenir des atomes ou des noyaux d'atomes à une température inférieure à un cent millième de degré Kelvin et suffisamment froide pour favoriser la nature ondu- tatare de la matière et obtenir ce que l'homme de science appelle un condensat Einstein-bose ou condensat Bose-Einstein. La matière refroidie est de préférence un mélange de deutérium-tritium, isotope de t'hydrogène. Le dispositif comprend également CI une ou plusieurs enceintes (1) qui vont contenir les atomes froids et dont l'ensemble ou une ou des parties (5) de la paroi indice 4 sont perméables aux rayonnements émis pas un ou plusieurs dispositifs d'émission de rayonnements tels que lasers (2) ou autre émetteur de particules inclus dans notre invention. Les dits rayonnements (3) convergent en un ou plusieurs points (6) sur le condensat Einstein-Bose d'atomes refroidis de deutérium-tritium. Les rayonnements échauffent Brutalement le condensat d'atomes de telle sorte que tous ou une partie des noyaux d'hydrogène fusionnent et produisent de l'énergie. Cette énergie est récuc pérée par une série d'éléments (10) destinés à recueiilir la chaleur ainsi produite par la fusion et ensuite à refroidir la ou les dites enceintes précédentes. 2-Dispositif d'optimisation de processus de fusion de noyaux d'atomes selon la revendication 1 caractérisé en ce qu'il y a plu- sieurs enceintes (1) dont chacune contient l'appareillage nécessaire au maintient et avantageusement à l'obtention du condensat Einstein-Bose d'hydrogène. Les enceintes se présente à tour de rôle en face des dispositifs émetteurs de rayons lumineux ou de particules en général de telle sorte que le point convergent des dits rayons se situe dans le condensat. Les enceintes contenant chacune leur condensat Einstein-Bose d'hydrogène accomplissent un parcour (13) qui les fait revenir, apres le passage dans diverses zones de refroidissement (10 et 12) au point de convergence des faisceaux de rayonnement. Après être tour à tour bombardées par les rayons Les condensats vont fusionner l'un après l'autre au fur et à mesure de leur passage devant les dispositifs de bombardement indice 2 de telle sorte qu'entre deux ignitions, chaque enceinte a le temps de refroidir après son passage par une ou plusieurs zones de refroidissement. Il est alors possible que l'enceinte refroidie puisse à nouveau contenir et-ou générer une quantité nouvelle d'atomes froids d'hydrogène avant de présenter ces atomes sous la forme appelée condensat Einstein-Bose devant les rayonnements qui vont brutalement échauffer ces atomes d'hydrogène et faire fusionner une partie ou l'ensemble de ces atomes d'hydrogène, 3-Dispositif d'optimisation de processus de fusion de noyaux d'atomes selon la revendication 1 caractérisé en ce qu'un appa- reillage indice 7 et destiné à générer les températures d'atomes nécessaires à l'obtention de ce que l'homme de science appel- 0 le un condensat Einstein-Bose d'hydrogène est situé à l'extérieur des enceintes indice 1 où se produit l'ignition, L'invention est CI e alors également constituée d'un un mécanisme qui conduit les atomes froids de l'appareillage générateur d'atomes froids jusqu'à 0 clé l'enceinte où a lieu l'ignition. Ce mécanisme est composé d'un guide creux à l'intérieur duquel on fait préalablement le meilleur 0 vide possible avant d'y faire circuler les atomes d'hydrogène. La vitesse relative entre les atomes ou noyaux d'atomes sera la plus e faible possible de manière à conserver le mieux possible et le plus longtemps possible les propriétés du condensat Einstein- Bose durant le parcour de l'appareil gnérateur d'atomes froids jusqu'à l'enceinte où se produit l'ignition. 0 4-Dispositif d'optimisation de processus de fusion de noyaux d'atomes selon la revendication 1 et 3 caractérisé en ce que le mécanisme séparant la ou les enceintes indice 1 où a lieu l'ignition de l'appareillage générateur du condensat Einstein-Bose comprend, e en plus du guide creux où circulent les atomes, un ou plusieurs électro-aimants (8) dont les lignes d'iso-magnétisme (9), ou lignes de force, se confondent le plus possibles avec la direction du trajet emprunté par les atome pour aller de l'appareil générateur d'atomes frois jusqu'à l'enceinte où a lieu l'ignition. t > 4-Dispositif d'optimisation de processus de fusion de noyaux d'atomes selon l'une quelconque des revendications précédentes caractérisée en ce que la paroi (4) de chaque enceinte où a lieu l'ignition est faite d'un matériau renvoyant favorablement les rayons émis vers le condensat Einstein-Bose d'hydrogène.