就外观而言，CIADS 项目的 DGT 靶与 MYRRHA 项目的 HLM 靶是有相似之处的。但就其中的细节仔细探讨，就会发现由于工质的不同，在束流耦合作用界面的形成、参数影响等方面两者有着本质的区别。以下将从界面的形成机制、参数影响等角度进行讨论。

空化气蚀现象是液态金属无窗靶设计中必须要予以考虑的现象。与常压环境下的流动不同，由于无窗靶需要形成面对加速器真空环境的自由界面，在束靶耦合区和临近区域的流体静压非常小。这样一来，由于流动导致局部的压强降低到接近真空时，就会在大区域内产生真空空腔或是在小区域形成气蚀空泡。而束流耦合作用下靶材料的温度升高，提高了饱和蒸气压，从而导致热运行状态下这一类问题的加重。

应当说，这种现象在靶的设计过程是无法绝对避免的，因此应当在设计过程中加以充分考虑和利用。对于小范围的空泡气蚀，在靶回路当中一般是由于局部热量和流动的波动所导致的，液体形成小尺寸的真空泡，在随后真空被液体重新填充的过程中，在微秒毫秒级的时间里液态重金属快速填充真空泡，可形成 MPa级的瞬时冲击，这样的冲击效应会对结构材料造成损伤，并随着时间而不断积累。在设计过程中需要对这样的效应予以考虑例如使用高硬度表面涂层等。同时大量的气泡随着液体的流动也会导致其运行状态的不稳定，进一步加剧局部气蚀效应，这样的情况时是当尽力避免的，在实际过程当中除了图像等观测手段也可采用加速度计对于运行状态进行监测。

而由于水力学效应导致的大尺寸真空腔区域，则可通过靶段装置的水力学设计予以避免或利用。例如图 5.16 对于 MYRRHA 靶早期结构数值模拟时中右半呈现的流动状态是稳定的流动状态，而对比的左半呈现出的蓝色区域则为压力过低的部分。这种区域的存在就会造成气蚀空化，导致束流耦合区域的流动不稳定。

在无窗靶的设计过程中，首先应当考虑与加速器耦合时如何形成有效流动的界面，降低这一位置的流体静压力。在第一章中曾经提到，对于无窗靶，由于由耦合界面位于反应堆内部而非位于整体流动循环的最高位置。而水力学决定了在液态金属中随着深度的增加，静态压强迅速增加，唯一的办法时通过通过液体的流动将全部的压力水头在供流管道和喷口位置损耗掉。这需要对回路整体进行水力学设计，例如增加增阻措施等。但总体而言随着深度的增加，装置的实施难度也相应的增加。在 MYRRHA 项目中，设计方案改变了原光滑环形管道，而在环形流道中增加了一周的排列的肋片结构，减小管道水力直径。此外，在束流耦合位置的形成界面的液流是通过环形喷口实现的，流体流过喷口后，保持重力作用下有自由界面的重力作用下向中心汇集流动，形成束流耦合界面，同时，喷口的存在也确保了流体达到一定流速后在上方环形肋片流动处于稳定的压力环境，不至于在重力作用下液流加速而静压降低产生空泡气蚀。

相比之下，颗粒自由界面的形成则完全不需要对流动压强从设计角度进行调控。颗粒本身是具有稳定形状的固体，而就体系而言，如前所述，颗粒并非连续性介质，其系统中的压力以多个球体间的两两作用力形式传递，而不是连续的各相同性的传递压强。这样与流体在压强作用下向各个方向运动不同，颗粒的压力传递的基础是相对运动、挤压造成的形变。当颗粒从一个开口向下流出时，下方空间只能容许有限的颗粒并形成堆积体阻碍上方颗粒继续运动，而这一过程与环境气体的压强是无关的。以圆管道流出的颗粒形成的堆积体是锥形的，而以类似DGT 靶环形注入管道流出形成的颗粒堆积体则具有类似锥面／抛物面的外形结构，堆积体外形的具体状态与颗粒的摩擦角度有关。因此颗粒流靶耦合界面的基础是颗粒持续的流出并维持一定堆积的状态，不需要通过喷口等特殊结构形成。

在 MYRRHA 结构的无窗靶靶材料通过喷口流出后，经过一段起到限制锥形后脱离壁面在一段空腔内受重力作用向下自由流动，同时向中心汇集。形成类似锥面或抛物面的束流耦合界面。这一脱离壁面的过程被研究者称为 Detached flow。而这一段开放流动的空腔则是由降低出口压力进而导致液面降低形成的真空腔。这正是在前期研究基础上考虑到耦合位置真空状态而将由原来的漏斗形状改为明显突扩结构并降低出口压强局部液面位置所形成的空腔，用以使 Detached flow形成更为稳定可靠的自由耦合界面。这样，在新的靶结构中，除了原来的主要自由耦合液面外，形成了新的第二自由液面，第二自由液面上部的空腔被认为可以缓冲出口的压力波动，具有稳定主要自由耦合液面的作用。

形成 Detached flow 后的液流在汇集过程中相比原有的流动发生了较大的变化，由于存在如前提到的汇流作用，这一构型下存在难以避免的形成回流区(recirculation  area)现象。从研究的早期开始，回流就始终作为靶区研究的重点之一来对待。液体在向下的流动过程中，在束流管道末端位置向中心汇集，所形成的回流区具有对称轴线上速度向上的特点，到达自由液面后延径向向外流动，在这一区域与主流道的边界上与主流道同样向下流动，形成形状类似于后绕流形状的涡状结构。这一区域内的液体由于直接形成与束流相互作用的自由液面，且不参与主流流动。在按照 MYRRHA 设计的靶形进行对水试验中，一般来说会在不同流速不同压强条件下形成如图所示的几种液面形态，通常认为，在这一区域的流动可分为主流区(main stream)，回流区(recirculation area)，液面(free surface)，和滞止点(stagnation point)。靶的设计本身希望利用液体流动的流体自身输运特性可以将束流沉积热量自束流耦合区域带走。但回流区的存在则使得这一区域难以进行有效的热量和质量交换，少量的传热传质只能主要通过传导和湍流进行，从而可能使得靶区出现烧毁热流密度和大量汽化破坏结构材料和加速器造成事故。

在充分利用 Detached flow 之前，HLM 流的汇集并不在重力自由流动的过程中，而位于管道中充满的 HLM 内部，这种情况下，在靶型的不同流速工况下，常见有报告形成锥形或鼓形液面。对于此区域的流体运动，主要受三方面因素制约，即运动方程、连续性方程和边界限制的联合作用。由于该构型液态无窗靶具有轴对称特征，并且为稳定流动状态，可以将液面-位置关系曲线简化为 r、x 两变量。考虑到该靶形壁面流动边界层厚度与 r 相比很小，而边界层以外的区域流动状态差异较小，因此该区域的流动近似仅与 x 相关。这样对于运动方程，其主要动力过程发生于 x 方向，可写为含有能量损失的伯努利方程，但需要在计算中考虑到，由于流动过程中伴随液体表面积的变化，水头损失 hf 项应将液体表面能考虑在内：

并使用锥形壁面限制条件：

R = R₀ – x tanθ

在此基础上并考虑流体连续性：

U(R² – r²) = u₀(R₀² – r₀²)

上式中，下标 0 表示流体脱离环形流动管道进入重力作用下自由流动的初始状态，上式中 ρ 为流体密度，P 为压强，g 为重力加速度，u 为流动速度，R 为壁面半径，r 为环形液面半径，θ 为锥形段壁面与对称轴夹角，但对于流速并不快的情况下，h_f可以取 0。通过数值求解以上方程组，针对不同几何形状(θ、R₀、r₀)的靶尺寸可以得到不同的 r(x)液面形状，其结果与计算、实验对照如图 5.18 所示。左图在入口流速较低时液面呈鼓形，而右图在入口流速较高时液面呈锥形。通过对原始照片进行增强对比度的黑白化处理，并将带确切距离长度的坐标格上的计算结果离散点进行叠合，得到如下对比图：图中亮白色区域为气体空区，暗灰色为流体区域；绿色离散点为计算中的壁面轨迹，红色为通过公式计算得到的r(x)曲线，其准确的位于亮白色与暗灰色的分界线上，可见，这一方程可以很好的描述不同形状的液面。

当靶段的设计在考虑真空下流动特点并使得回流过程在真空腔中进行后，汇流状态发生了很大的变化。在出现 Detached Flow 的靶区的流动受到锥形壁面限制的流动段，前述方程的使用条件仍然满足，因此仍可使用这一方程对这一段的液面进行计算。而当液体脱离壁面进入 Detached Flow 流动状态后，由于前述方程的适用条件已不满足，需要新的方程对其进行描述，为简化分析起见，假定流体平行流线在同一水力断面具有均一的流动速度，另外由于缺少壁面约束，故而这一情况下的分析应基于这一区域流体质心进行，由于流体在这一区域的流动延轴向位置坐标 x 的尺度要比径向坐标 r 的尺度大很多，因此在这一区域中将流体延 x 方向分成片元，对每个片元计算质心，在这一区域的定常流动中这些质心连线即为流体质心流线。为得出液面方程，首先需要得出质心流线的方程。

考虑质心流线在径向和轴向上的运动方程：

R_c = R_c0 –v_rco t – a_rt²                   (1)

式中 R_c为质心流线的径向位置，R_c0为 Detached Flow 脱离壁面时的初始位置，v_rc0为 Detached Flow 脱离壁面时的径向初始速度，t 为流体流至该面元所在位置所用的时间，a_r为表面张力造成的加速度。同时在轴向方向的运动有：

x_c = x_c0 - v_xc0t – gt²              (2)

式中 x_c为质心流线的轴向位置，x_c0为 Detached Flow 脱离壁面时的初始位置，v_xc0为 Detached Flow 脱离壁面时的轴向初始速度，g 为重力加速度，(1)式中表面张力加速度可以通过下式计算得到

a_r = f_σ / m         (3)

式中 f 中为作用在面元上的表面张力，由于这一面元具有内外两个液面，设面元厚为 δ 作，则 f 则和 m 的表达式如下：

f_σ = ( σ/R_e * 2πR_e +σ/R_i * 2πR_i )*δh       (4)

m =(πR_e² – πR_i²) * δh * ρ        (5)

上式中 Re 和 Ri 分别为外液面半径和内液面半径。在轴向方向考虑连续性方程：

V_xc *(πR_e²  - πR_i²) = v_xc0 *(πR_e0² – πR_i0² )     (6)

另外由于 Rc 为 Re 和 Ri 构成的环形流体的质心所在半径，应当有：

πR_c² – πR_i² = πR_e² -πR_c²        (7)

上述(1)、(2)、(6)、(7)方程中，未知量为 Rc、Re、Ri、x_c、t 五个，对于不同时刻的 t 可以求出 Rc、Re、Ri 对 x_c的关系，即得到液面形状。由于 Detached-flow 需要在真空或其他条件下才能被观察到，因此将这一方程组的计算结果与数值模拟结果进行对照，同样进行等尺寸化的图像处理，得到的结果如下图所示，方形点对应模拟的 Ri，菱形点对应模拟的 Re：

与真空腔内气体压强只有 HLM 蒸汽压的水平不同，常压环境下的水回路实验，几乎必定在液体注入过程中伴随着气液混合的发生，造成流动的不稳定，即是是对水回路以真空泵降低压强，由于水的较高的蒸汽压导致的气-液作用强烈。从而如前文所述，水回路模拟与真实 HLM 液态靶有着较大的不同。折衷的办法是采用开放式的靶区出口，仅研究靶段汇流的行为。目前上海交大和 KIT 都已经建立了使用这一方法的新型模拟研究装置，并展开了进一步的工作。