与 HLM 靶丰富的设计运行经验不同，使用颗粒材料作为传热工质的 DGT靶尽管在理论上是可行的，但在具体的实施上，空白仍然较大。从总体装置的角度而言，尽管有着颗粒工业作为一定的基础，但在气密-真空环境、重材料、循环稳定运行、辐射环境等方面仍然有着不小的挑战。从更大的方面来说，以怎样的装置具体实现怎样的功能，在装置的功能概念方面也需要不断的深入探讨研究，更依赖装置的建设积累具体的经验。随着具体实施进展的推进，对于 DGT 靶的重点问题将逐渐暴露出来，从而可进行针对性研究、改进和解决。
作为项目工作的中间环节，其中的工作的结论已经在不同的场合进行了不同程度公开。本文中，在第三章到第五章将分别从部分前期需要验证考察的关键问题、初步验证性装置建设、与传统流体靶对比的角度对开展的工作进行阐述。为本论文独立研究内容。
1 中子性能前提条件
靶的中子学性能是靶性能的核心指标之一，也是流动传热的前提条件，应当采用数值模拟和实验共同确定的方法。在这一方针下，中子学研究部门和靶设计中子学团队对于这一问题开展了长时间的研究，以下是部分结果简述。
DGT 靶与传统固体靶的最大的不同在于其内部结构，在计算方法上最好能够通过建立带有多颗粒的体系内部结构的模型进行计算，也可以采用等效密度的方法进行计算。对于等效密度方法而言，对于颗粒粒径较小的情况比大颗粒效果更好。根据项目计划，目前拟采用质子束流能量为 250MeV，强度为 10mA 均匀分布，束流功率为 2.5MW 的运行条件。
与流体靶相类似，靶的几何外形对于中子性能有着重要的影响。在 CIADS中，为了能够实现更好的系统性能，需要获得高通量、硬能谱、均匀分布的泄露中子。在具体设计中，还应当结合次临界系统的中子增殖以及靶外围结构材料中的核反应影响进行考虑。
由于靶系统的流动管道由上向下穿过反应堆，因此相比于径向长度，轴向半径导致中子性能的变化是更为关注的内容。
下图展示了不同靶半径时靶泄露中子能谱和轴向空间分布。
随着靶段径向尺寸的增加，无论是穿透出的中子通量或是中子的能量分布均有所下降，这是由于靶段外部的靶材料对中子的吸收和碰撞能量损失造成的。就具体能量分布曲线而言，质子束流能量为 250MeV 时，束流由约为 13cm处的界面向 Z 负方向能量沉积的布拉格峰位于约 7cm 处，穿透度约 6cm。产生的中子能量分布方面，半径 10cm 以上的靶 20MeV 以下能量的中子占到总中子的 95%以上。总体来说，在可行的范围内减小靶直径尺寸对于堆和靶的中子性能都有着有益的作用。结合项目具体装置条件，选择 10-15cm 半径作为靶设计参考。
2 靶段流动状态与设计参数
DGT 靶段中颗粒流动的状态与 massflow 状态下的料仓漏斗颗粒流动的情况相似，靶段主体是竖直柱形容器，容器底端是根据流量需求确定的固定结构出口。与一般料仓漏斗流不同，在柱形仓筒的内部，同轴的安装了圆形管道作为束流管道。在束流管道的末端，颗粒的流动截面由环形面变为圆形面，在这一流动变化过程当中形成凹形界面，伴随颗粒流动状态的重新分布，这一现象对于预测颗粒流靶束流耦合区域的热工行为非常重要。
靶区的流动状况的控制很大程度上依赖靶段靶型的设计，这一点是在传统的液态金属靶设计过程中已经反复得到确证的结论。流态化固体颗粒靶设计同样具有相似的设计重点，即靶型的确定。靶型不同，在束流作用区也将产生流动状态的改变。在传统的液态金属靶设计过程中，CFD 设计方法得到了广泛的采用，经过 benchmark 实验，通过 CFD 基本可以较为独立的完成设计。在颗粒的数值模拟方面，目前主要采用的 DEM 方法，但现有的 DEM 软件对于 DGT 靶设计主要有两方面的不足，一是计算能力不足以支持对大系统的模拟，二是传热机制不足，通常只考虑了与接触力作用直接相关的接触传热作用。针对这一问题，对于颗粒靶系统的设计，采取了数值模拟与实验验证的方法。项目过程中针对实验性研究需求建立了颗粒流动实验装置，并开发了采用 GPU 加速的 DEM 计算设计工具。数值模拟由高性能计算团队提供，本节中的研究采用两种方法相互对比验证的方法。
在靶段的流动过程当中，有两个比较重要的问题，一是束流管道的存在是否影响料仓漏斗流的稳定状态，流量能否保持稳定并进行设计预测。二是在束流管道末端，颗粒向中心汇聚形成束流耦合界面的过程中，界面的形态如何，形成的束流耦合区域具有怎样的流动、密堆率等性质。
靶段设计中的参量主要包括束流管道直径 d，颗粒管道直径 D2，出口口径D1，束流管道距离变径出口高度 h，变径高度 H。
2.1 模拟结果的有效性
模拟程序采用分子动力学和接触力学结合的方式实现 DEM 模拟，并通过并行计算技术在 GPU 上高效执行。此外，还进行了不同形貌的计算并与进行了符合度验证，达到了较好的结果。算法物理部分的情况在 5.3.1 中进行说明。颗粒传热采用接触力网方法进行计算。颗粒间传热行为复杂，一般包含颗粒内传热，流体传热，接触传热，气膜导热，辐射传热等机制，其中大多数传热机制可写成接触关系的函数，并可进行相当好的简化近似。目前，在该程序中，已经通过力学计算所得出的接触关系进而对颗粒间传热行为进行计算，在计算模型中重点考虑接触传热、气膜导热、辐射传热因素，设计程序能够利用 GPU 的并行计算效率，考虑多个传热机制，在更大的温度范围内具有更好的计算准确度，并能够进一步得出更为丰富的传热性质与改进分析。
模拟结果与具体靶装置的实际结果还从实际进行了两方面比较，一是针对料仓漏斗流流量的验证，料仓漏斗流的研究比较广泛。实验和模拟结果的对照采用了 1mm 玻璃珠在 h=15cm，D2=4cm，H=0，d=1.5cm，D1=0.7cm，0.9cm，1.15cm三种不同的结构下流动的情况。对比结果如图。结果表明，实验、模拟结果在实验区间与 beverloo 定律较好的符合，对于整体流量和宏观流动的状态，可以通过模拟结果进行设计预测。
另一方面，针对耦合界面处的颗粒堆积状态，对比了通过 X 射线实验和计算模拟得出的束流耦合界面附近的等效厚度，通过等效厚度可以比较定量的对比耦合界面处的几何形态。
下图是 h=10cm，D2=4cm，H=0，d=1.5cm，D1=0.7cm 时的实验 X 射线成像图与过轴线的实验与模拟堆积厚度对照图。在这一对比中，界面形状的总体外观类似，但在耦合界面的最底端位置，由于堆积率变化梯度大，受到实验精度等因素的影响，在小区域内发生了轻微的偏移，但总体应当认为模拟结果对于这一区域的预测在几何外型上是一致的。 在以上的校验工作的基础上，开展了对靶区几何参量变化的扫描研究。
2.2 靶段出口对于流量的限制作用
流量限制是颗粒流动中的特有现象。由于颗粒在重力作用下向下流动，通过在某些位置设置收口、变径，可以对密相颗粒流起到有效的流量限制作用。密相颗粒内的压力分布与能量转化形式与以伯努利方程为代表的液体系统截然不同。液体贮存高度或上游压力的升高提高了位于变径收口位置附近的液体压强，在增长的压强作用下，液体通过变径收口的速度提高而获得更大的流量。
而颗粒的性质则不同，随着料仓堆积储料的升高，变径收口位置附近的颗粒受到的压力逐渐趋于饱和，对于每个的单个颗粒而言，其所受压力由颗粒结构所决定的应力链支配，而并非仅与其所处高度有关。随着颗粒的运动，应力链的变化使得单颗粒受力迅速的变化，一旦脱离接触，作用力迅速消失。由于颗粒系统内这样的压力形式，颗粒在流出变径收口时其流量实际上几乎支配性的由出口附近的重力过程决定，类似于具有初速度的落体运动。这样一来，变径收口的大小和形状基本上就决定了颗粒流的流量。同时需要注意，尽管变径收口的尺寸起到支配性作用，但是在颗粒堆积未达到充分的饱和状态时，颗粒的堆积对于流动还是有一定影响的。因此总的来说，收口变径限制了密相颗粒流量，但这一限制值仍需要结合具体情况确定。如在特定情况下形成 flushflow，出口对流量的限制作用就更为复杂一些。另外系统由空状态填充启动时颗粒流经控流段的疏相流量可以明显的超过处于密相流动时的限制值，随着流量的进一步增加，整体流动状态可能迅速发生改变。受到靶段尺寸限制，当需要靶系统达到较大流量时，采取固定式出口的情况下需要使用较大的出口口径，这一口径甚至超过 beverloo 定律的适用范围。因此在设计过程中，针对出口流量进行了模拟计算，同时由于将进一步随着项目进展开展大流量全尺寸的实验研究。
模拟中，主要针对接近实际情况的 D2=30cm 进行了模拟，扫描 D1 为 11cm-20cm 的情况。同时对 D2=28、24cm 的部分情况进行了探索。其它参数为：h=300cm，H=30cm，d=15cm。
上表中的数据结果与之前得到广泛研究的料仓漏斗流结论是基本一致的，装置在模拟参数条件下保持了 massflow 的密相堆积流动状态，质量流量随出口口径增长的高次关系，相同出口口径下流量随外管道直径的减小而增加。更重要的是，结果原则性地表明通过改变靶段出口口径从而将体系的颗粒流量控制在所需范围是可行的。
2.3 束流管道位置对于流量的影响
针对束流管道位置对于整体流量的影响从两方面进行了研究，一方面采用模拟方法扫描大尺寸系统在不同 h 下的变化影响。另一方面针对较小的系统进行实验测量。
模拟参数：H=30cm，d=15cm，D1=12cm，D2=28cm 针对 h 变化进行测量，模拟中使用 1cm 钨球。
实验参数：H=7.5cm，d=2cm，D1=1.3cm，D2=5cm 针对 h 变化进行测量，实验中使用 1mm 钢球。
以上结果表明当 h>3d 以上时，束流管道的位置对于整体的流量可以认为没有影响。但在实验中，同时发现当 h≈d 时，明显可见的质量流量随 H 减小而显著减小，这可能与束流管道已经影响到了与颗粒流出过程密切相关的 FFA (Free fall arch)结构有关，但由于实际当中不会采用类似这一尺寸的结构，暂时将这一问题保留。
2.4 靶段堆积率及其稳定性
颗粒在靶段中堆积率的变化决定了束流在这一区域中的反应热沉积和中子产额，因此对于系统堆积率的稳定性变化需要进行测量和评估。下图是典型的靶段堆积率分布的计算结果：
对于不同靶段设计造成的不同流动速度下各构型下靶段沿轴的密堆率变化如下图。计算过程 t=0 时刻系统由静止开始流动。
由左上到右下，对应的靶段参数为：
可见靶系统在这一变化条件下颗粒的堆积性能仍基本保持了一致的特性。而各个靶型的不同主要表现在：1.z=1.5m 处表示束流耦合界面处密度率的黄色带状区域，在高流速下呈现较宽较鲜明的特点，对应较深较长的凹形界面，这一界面的 z 向尺度与束流管道直径相近。2.出口位置由于不同尺寸的料仓漏斗流的 FFA以及出口流出状态有所不同而导致密堆率有所不同。3.在界面以上的部分，即环形的颗粒注入管道，存在一定密度变化的波动，这一密度变化随着颗粒的移动而运动，因而在时间密度图上形成多条平行的条纹，条纹的角度即密度变化区域运动速度，随着流量流速的增加而增加。但对于各个靶型，密度的波动在束流耦合界面以下的束流耦合区域不再显著，各靶型在这一区域的密度也基本一致，这一一致的特性对于散裂靶区中子性能的设计能够提供较好的简化便利条件。下图以上述 9 种构型在 5 秒内平均密度率的值表现了上述特点。
下图以 D1=20cm 时对于不同时刻的沿轴的密堆率定量数据表现了这一性质：
下图是加速器管道正下方所对的束流耦合区域的平均堆积系数随时间的变化：
上述结果表明，当存在束流管道时，靶段特别是束流管道下方正对的束流耦合反应区的颗粒堆积状态，无论是对于时间的变化还是对于上述模拟构型的几何变化的范围内，均保持了较好的稳定性，小尺寸实验中的 X 成像结果也表明这一区域的状态未发生显著变化，如图 3.11 所示，因此采用均一密度对不同靶型和时间上的靶区进行中子学热量沉积计算是可行的。
2.5 束流耦合作用区域流动状况
对于 HLM 靶而言，尽管靶段整体流动能够保持较为较好的状态，但是在束流耦合界面附近的轴线位置上存在固定的低流速区域导致局部换热能力不良，从而可能影响到整体运行的稳定性。因而在靶的设计过程中，需要考虑靶段的颗粒堆积体内部和界面附近的颗粒流动特性。
以速度剖面图而言，这区域的流动呈现了典型料仓漏斗流中的 Massflow 特性。密相堆积状态下的颗粒流动稳定顺畅，除了在靠近管壁的区域以外，管道内颗粒轴向运动速度均匀，径向运动速度很小。
针对束流耦合反应区的内的颗粒的速度分布进行分析计算，以 H=30cm，h=70cm，D1=20cm，D2=30cm，d=15cm 的靶段流动情况的速度极值与均值分布如下图：
以此图为例，反映出了靶段流动的几个特点。1.平均流动速度基本稳定，以上图为例，维持在-0.68m/s 的水平。2.颗粒体系内部个别颗粒呈现短暂间歇流动的情况，这与颗粒体系的力学特性有关，这一具体现象的研究可采用类似热力学中定义颗粒温度的方法进行深入研究。个别颗粒运动的间歇性状态非常短暂，颗粒的停滞现象维持时间短，也并不存在 Z 方向速度大于零的情况。模拟结果显示，在设计构型中所有颗粒都在向下运动，这与液态靶中存在的滞止回流现象是不同的。下图是更为详细的靶段颗粒速度分布图。图中高度 1.5 米位置束流管道管口，0.8 米-1.5 米为束流耦合反应区。
通过此图可以观察出，尽管处在分布边缘的速度极大和极小的颗粒随时间有所变化，但就整体而言颗粒的速度分布随时间并未发生显著改变。这一现象可以结合类似热力学随机运动的方法在下一步工作中进一步进行。
初步研究表明，尽管就靶段内的个别颗粒而言，运动速度随时间有所变化。但就整体的运动来说，颗粒体系要以基本固定的速度分布持续的向下移动。这一结果说明，颗粒能够在加载热量后持续的移出靶段，但仍需进一步通过耦合测试，评估实际热移除能力。
3 束流耦合热沉积效果
就 DGT 靶而言，靶的主要热性能有两方面，一是颗粒流作为整体流动经过束流耦合区的升温载热，二是颗粒在束流耦合区域的温度分布。
在采用 DEM 方法对散裂靶段进行流动数值模拟的基础上，将中子计算得到的网格化热沉积结果对应代入颗粒流中进行热计算。将质子中子输运过程与颗粒流动过程进行耦合，这一耦合算法软件能够通过对束流与颗粒流、结构相互作用体系进行三维的流动、结构分析，用于研究质子束流与散裂靶相互作用的整个加载过程。
下图是 2.5MW 束流的散裂反应热量在在散裂靶中热沉积的典型结果，对应的靶段结构参数为 H=30cm，h=70cm，D1=16cm，D2=30cm，d=15cm：
针对剖面温度分布图可以看出：沉积热量在温度截面图上表现为沿流动方向的温度梯度。对于 250MeV 的束流强度，束流的加热作用主要集中在束流耦合界面附近的区域，这是由于其相比于 1GeV 束流的穿透深度较浅造成的。相比而言在等功率的情况下，随束流能量的升高和流强的降低，束流耦合作用区功率密度下降，加热效果更为均匀，有利于靶系统的工作。同时，总热沉积功率也会有所下降。同时对于 XY 截面上的温度分布而言，保持了时间稳定的特点。
下图给出了由 0 时刻加载束流开始，到 10s 达到基本平衡状态过程中时位于对称轴线上颗粒的温度变化过程，颗粒初始温度（深蓝色）为 250℃，各算例的几何设置为表 3.4：
图中可以看出颗粒体系温度逐渐达到稳定的过程。在一幅图的不同时间断面上可以看到，颗粒在 Z=1.3m-1.4m 的位置逐渐获得热量，被加热的颗粒由上向下的流动过程，温度呈现出了波动状况，但总体上是均匀的。对比各图，流量的变化仍表现为斜率的变化，颗粒受热位置随着流量增加逐渐降低，表明了束流耦合界面随流量逐渐伸长，同时伴随着颗粒的温度下降。
进一步对于颗粒内部温度的具体分布分析需要对上图中斑纹的温度分布进行观察，以第 5 图为例，其中在 t=3s 时刻靶段内的温度分布为：
颗粒整体在 z=0.8-1.2m 束流耦合长度内的温度分布表现出较为均匀的特点，不存在个别颗粒的极热现象，这一区域由于流动时间短，热扩散现象不强烈，与前图所呈现的现象结论一致。但随着继续向下的流动(0.9m-0.5m)，整体温度分布有所降低，表明出口变径处的颗粒混合能够使得温度分布趋于均匀。
因此可以认为，受到颗粒直接照射的颗粒与区域外的颗粒热量交换作用较弱，自身流动保持基本稳定的状态。但模拟同时还发现，传热机制对于束流耦合区域内部温度分布有影响，部分热颗粒能够通过传热机制迅速的得到一定冷却，从而使温度区域随流动有着均匀化的趋势。
这一结论能够简化设计工作，将靶段的流动划分为束流耦合反应区与区域外颗粒两部分。同时，能够使用一些简化方法来进行主要参数计算，对于具体的内部细节再通过数值模拟计算进行分析。
下表是部分算例对靶段考虑散裂反应热量的综合结果：
由于上述颗粒流动均匀稳定的特性，可以通过较为简便的计算方法对流动-传热状态进行估计。
流量m具有初始温度 T0的钨球经过束流耦合区；在束流耦合区内的加热过程中，束流能量空间均匀的作用于这一区域，并且忽略壁面散热与氦气冷却降温作用。经过束流加热作用后，钨颗粒平均最终温度为 T1。由于在稳定状态下钨颗粒的流动移出了全部的束流沉积热功率 P，因此满足关系：
式中，钨颗粒比热 Cp按平均温度选取 150J/kg·℃作为估算值。靶区钨颗粒在靶区向下的平均运动速度为：
v = m/A
式中 A 为束流耦合区的流动截面积。认为通过束流耦合区域处时钨颗粒的运动速度分布近似均匀，即多数颗粒的运动速度分布在平均速度附近。
由于束流作用过程当中的能量并非全部转化为热能，随着能量的升高，直接反应热比例逐渐降低。同时，在实际的流动过程中，颗粒流在束流耦合区的速度快于壁面区域的速度，对于传热和材料损伤性能均能够起到积极作用，因此，以这种方法计算得到的靶段性能相比于实际工况带有一定的安全余量，是可以用于设计的方法。通过以上方法计算得到的钨颗粒的温度升高与平均速度之间存在关系如下表，这一结果与前表比较，就靶段的性能而言是合理的。
4 热量的加载与移除
DGT 靶能否实际投入应用很重要因素是颗粒材料对于热量加载与移除的性能问题。一方面是当温度较高时，整体体系是否能保持较好的流动性，另一方面在 DGT 靶系统中所采用的换热器能够否达到预期性能。针对这些问题建立了一套小型的热量交换装置用以进行实验测试。
由于以壁面对颗粒体系内加热需要经历热量传递的过程，本实验的加热方式选择了电磁加热。电磁加热在金属热处理领域具有广泛的应用，利用电磁感应原理在材料内产生电流从而实现非接触的内部加热方式具有热效率高，实用方便的特点。一般来说受电磁感应加热的材料发热深度与电流的趋肤效应有关，对于导电导磁性质比较好的材料如铁合金，通常可以选用低频的感应加热设备，在保证加热效率的同时还可以增加发热深度和产热均匀性。而对于导电性好而磁感应性质较差的材料如铜，则需要采用高频感应加热设备以增加能量转换效率。
对于 DGT 中的颗粒材料，本身具有一定较弱的铁磁性质，但本身在疏松静止状态下的导电作用则较差。经过前期的调查研究性实验，发现对于～5 厘米直径管道中的 DGT 颗粒材料而言，采用十千至数十千赫兹频率的电磁加热方式，其加热效率差别不大，均在 35%到 40%左右，穿透深度在厘米量级，管道内的颗粒体内部发热基本均匀。因而采用这一频段的电磁加热设备，在 DGT 靶材料热实验中进行加热。这一装置线圈内部为石英玻璃或不锈钢管道制成的料斗结构，颗粒从上方注入下方流出，装置内颗粒流出温度最高达到了～600℃，仍保持着原有的流动性。这一结果能够支持颗粒高温流动载热的应用效果。
随后利用电磁加热设备与储料箱、流动管道等共同搭建了用于测试换热器的热颗粒流动换热测试装置，颗粒由上储料箱以密相流动的形式流过加热段进入测试腔，测试腔内可以更换测试各类型尺寸适合的换热器，并具有能够满足真空条件的水电接口，测试完成后，物料落入下储料罐。目前测试的主要对象为自行设计的管式颗粒换热器，这一换热器具有和板式换热器接近的单位体积换热面积，但造价更为低廉安装更为方便。
通过对不同温度、不同冷却剂、流量颗粒流量的换热器工作状态测量，测量结果表明，换热器能够有效将几百摄氏度的颗粒在流经换热段的过程中降低到室温水平或可接触的水平，且换热效果能在测试时间内保持稳定。
通过上述测量结果，结合换热器设计结构。测定得到换热器传热系数在不同流动状态下的数值如下
在实验测量的范围内这一类型的换热器所具有的换热系数处在 100-200W/m2K 的水平，随着颗粒流量增大和流过换热器的时间缩短的造成了换热效率提高，体系还表现除了随温度的升高换热效率有一定提升。这一结果和文献结果基本一致，并与目前加拿大生产企业所设计的换热器换热系数处在同一水平。可在之后的设计中作为参考。同时预计由于体系实际靶系统处于氦气环境中具体换热能力还可以进一步提高。计划在之后进行氦气、真空环境下的研究测试。
5 均匀颗粒单视点定位分析系统
此外，在 DGT 的研究过程当中，针对束流耦合界面形状不容易获得进行定量评估的问题，开发了配合内窥摄像头使用的单点颗粒定位软件。通过使用以下计算处理方法，图像团队进行具体实施。
在研究过程当中，内窥摄像头可以通过束流管道靠近束流耦合界面进行图像捕捉。但获得的界面只有颗粒在 XY 平面的分布信息。对于至关重要的 Z 方向深度信息不能直接反映出来。
由于靶系统的颗粒大小均匀可以采用近大远小的识别方式，通过对捕捉的XY 平面信息，进行计算分析从而获得深度结果，这一软件算法的基本原理如下：
对图像进行畸变校正后。通过已知的对束流管道管口圆直径 D，摄像头是点位置距离管口位置高度 h，管口在图像中的像素数 N 获得视角 α 和像素数 n 的对应关系：
对于在图像中露出的颗粒，即使存在遮挡，仍可通过露出的部分边际圆弧以切线法确定圆心与图像中心位置的像素位置 x,y 与半径 r 对应的像素数 nr。
通过 nr与 n 计算得出视角 αr。通过视角和实际半径 r，计算得到实际距离 l。
通过(x, y)的关系，计算得出颗粒中心所对应的方位角：
球坐标下的颗粒中心位置已知即可确定出颗粒对应位置，从而完成对耦合界面的重建。这一方法原理比较简单，计算速度快，同时仍有改进空间，如球体轮廓的识别需要人工识别或者通过较为复杂的图像计算方法，同时对于硬件装置的性能和安装有一定要求等。目前的精度可以通过 X 射线等方法验证而进一步提高。
本章阐述了本人在 DGT 靶设计方面开展工作的早期主要工作，主要通过数值模拟计算、定量分析及部分简易的独立实验等手段完成。通过这些工作对颗粒流靶设计投入实际应用有了基本的和必要的判断与评估。这些较早期的原创性工作为下一阶段针对颗粒流靶设计、实验验证工作提供了基础依据。包括：颗粒流靶装置在束流沉积区域具备稳定的流动状态；并以此为基础，能够在其工作过程当中稳定而有效的产生外源中子；束流沉积区域的流动状态直接决定了束流在颗粒体系中的热沉积效果，以仓筒为基础构型的靶段结构当中，限制流动的因素是比较局域的，并且能够通过调整局部的构型从而获得装置所需要的运行状态；换热系统能够有效地进行热量的移除，从而实现系统的循环稳定运行。此外这些过程能够通过数值模拟等手段进行较好的设计预测。
正是在这些认识的基础上，结合项目进展的实际需求，在项目框架内开展电子束流与颗粒流靶装置的回路耦合试验。由于本人在流动传热等方面的研究和了解，因而承担了这一装置包括前期预备实验在内的主要设计、搭建等工作，这一部分工作将在下一章中进行阐述。
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