The usual ripple transport calculations lead to a ν−1 scaling of the transport coefficients with collision frequency ν. The paper extends and clarifies this scaling by taking into account the fact that the dominant contributions to transport come from particles in the high-energy tail of the distribution function. This means that particles with energy E ∼(4–6)T dominate, and this restricts the ν−1 scaling range to ν(T) > (E/T)5/2 δωd(T) ∼ 100 δωd(T), where T is the thermal energy, δ is the ripple-well depth, and is the time to drift over the region where the localized ripple well exists. In addition, transport coefficients are derived in weak-ripple (α ≡ /Nqδ ≫ 1, with the inverse aspect ratio, N the number of toroidal coils, q the safety factor), low-collisionality regimes where the radial step size is determined by the distance a particle drifts before it 'collisionlessly detraps' from a ripple well. The maximum transport rate is found to be about two orders of magnitude smaller than usually assumed, primarily because of the restriction of the ν−1 scaling regime to the much higher collision frequencies.
通常のリップル輸送計算は、輸送係数の衝突周波数νに対するν−1スケーリングをもたらす。本論文は、輸送への支配的な寄与が分布関数の高エネルギー尾部の粒子から来るという事実を考慮することにより、このスケーリングを拡張し明確化する。これは、エネルギーE ∼(4–6)Tの粒子が支配的であることを意味し、ν−1スケーリングの範囲をν(T) > (E/T)5/2 δωd(T) ∼ 100 δωd(T)に制限する。ここで、Tは熱エネルギー、δはリップル井戸の深さ、は局在化したリップル井戸が存在する領域を漂移する時間である。さらに、輸送係数は、弱リップル（α ≡ /Nqδ ≫ 1、ここでは逆アスペクト比、Nはトロイダルコイル数、qは安全係数）、低衝突性の領域において導出される。この領域では、動径ステップサイズは、粒子がリップル井戸から「無衝突でデトラップ」する前に漂移する距離によって決定される。最大輸送率は、通常想定されるよりも約2桁小さいことが見出される。これは主に、ν−1スケーリング領域がより高い衝突周波数に制限されるためである。