134
4 • Collisions et réactions
E [keV]
σ [m 2 ]
1
1 0 2
10 –29
10 3
10 –27
10 –30
10 –28
10 –31
10
D-T
D-D
D-He
3
Figure 4.17 Sections efficaces des principales réactions de fusion des isotopes de l’hydrogène.
physiquement et réactif chimiquement), d’autres réactions sont envisageables, mais
nécessitent des températures plus élevées car les sections efficaces de réaction sont
beaucoup plus faibles (Figure 4.17) : D+D→
3 He+n+3, 27 MeV et D+D→T+p+4, 03
MeV. La combustion thermonucléaire D-D nécessite des températures de l’ordre de
100 keV, ce qui n’est pas envisageable actuellement. Enfin, si l’on veut aussi s’affranchir du problème des neutrons, responsables de l’activation des structures, on peut
envisager, à très long terme, D+
3 He→
4 He+p+18, 34 MeV dont l’impact radiologique
serait quasi-nul, mais le principal obstacle est la rareté de l’hélium 3, quasi-inexistant
sur Terre, abondant dans le sol de la Lune.
4.4 THÉORIE DU LIBRE PARCOURS MOYEN
4.4.1 Viscosité, mobilité, diffusion
Dans le cadre de la théorie des collisions, le concept de libre parcours moyen permet
de développer une théorie simple du transport et de l’ionisation dans les plasmas.
Dans ce paragraphe, nous allons dériver, successivement, les expressions des coefficients de viscosité, de diffusion et de mobilité dans un plasma faiblement ionisé afin
d’illustrer les concepts et méthodes de la théorie du libre parcours moyen.
Considérons un écoulement électronique (ou ionique) possédant, au voisinage du
plan z = 0, un gradient de vitesse macroscopique (moyenne) non nulle ; à l’échelle
macroscopique cette vitesse moyenne des électrons (ou ions), suivant la direction y,
est donc une fonction de la coordonnée z : V y (z). Ainsi, les vitesses moyennes des
différentes couches de fluide sont fonctions de leurs distances au plan z = 0 et ces
© Dunod – La photocopie non autorisée est un délit
4 • Collisions et réactions
E [keV]
σ [m 2 ]
1
1 0 2
10 –29
10 3
10 –27
10 –30
10 –28
10 –31
10
D-T
D-D
D-He
3
Figure 4.17 Sections efficaces des principales réactions de fusion des isotopes de l’hydrogène.
physiquement et réactif chimiquement), d’autres réactions sont envisageables, mais
nécessitent des températures plus élevées car les sections efficaces de réaction sont
beaucoup plus faibles (Figure 4.17) : D+D→
3 He+n+3, 27 MeV et D+D→T+p+4, 03
MeV. La combustion thermonucléaire D-D nécessite des températures de l’ordre de
100 keV, ce qui n’est pas envisageable actuellement. Enfin, si l’on veut aussi s’affranchir du problème des neutrons, responsables de l’activation des structures, on peut
envisager, à très long terme, D+
3 He→
4 He+p+18, 34 MeV dont l’impact radiologique
serait quasi-nul, mais le principal obstacle est la rareté de l’hélium 3, quasi-inexistant
sur Terre, abondant dans le sol de la Lune.
4.4 THÉORIE DU LIBRE PARCOURS MOYEN
4.4.1 Viscosité, mobilité, diffusion
Dans le cadre de la théorie des collisions, le concept de libre parcours moyen permet
de développer une théorie simple du transport et de l’ionisation dans les plasmas.
Dans ce paragraphe, nous allons dériver, successivement, les expressions des coefficients de viscosité, de diffusion et de mobilité dans un plasma faiblement ionisé afin
d’illustrer les concepts et méthodes de la théorie du libre parcours moyen.
Considérons un écoulement électronique (ou ionique) possédant, au voisinage du
plan z = 0, un gradient de vitesse macroscopique (moyenne) non nulle ; à l’échelle
macroscopique cette vitesse moyenne des électrons (ou ions), suivant la direction y,
est donc une fonction de la coordonnée z : V y (z). Ainsi, les vitesses moyennes des
différentes couches de fluide sont fonctions de leurs distances au plan z = 0 et ces
© Dunod – La photocopie non autorisée est un délit