1、5.1 5.1 邊界層近似及其特征邊界層近似及其特征5.2 5.2 平面不可壓縮流體層流邊界層方程平面不可壓縮流體層流邊界層方程5.3 5.3 平板層流邊界層的數(shù)值解平板層流邊界層的數(shù)值解5.4 5.4 邊界層動量積分方程邊界層動量積分方程5.5 5.5 邊界層的分離現(xiàn)象與速度分布特征邊界層的分離現(xiàn)象與速度分布特征1. 掌握邊界層的概念、意義和特征掌握邊界層的概念、意義和特征 邊界層近似、邊界層的量級、邊界層的各種厚度定義及其意義邊界層近似、邊界層的量級、邊界層的各種厚度定義及其意義2. 掌握邊界層微分方程及其所表示的基本性質(zhì)掌握邊界層微分方程及其所表示的基本性質(zhì) 量級分析方法、慣性力與粘性力

2、的量級關(guān)系、壓強梯度特點量級分析方法、慣性力與粘性力的量級關(guān)系、壓強梯度特點3. 了解邊界層微分方程的數(shù)值解法思路（勃拉休斯解）及其結(jié)果了解邊界層微分方程的數(shù)值解法思路（勃拉休斯解）及其結(jié)果4. 掌握卡門動量積分關(guān)系式及其邊界層近似解法（掌握卡門動量積分關(guān)系式及其邊界層近似解法（保爾豪森法保爾豪森法）5. 掌握邊界層的分離現(xiàn)象以及邊界層在不同壓力梯度區(qū)的速度分掌握邊界層的分離現(xiàn)象以及邊界層在不同壓力梯度區(qū)的速度分布特征；掌握布特征；掌握 分離的本質(zhì)、分離的必要條件、層流邊界層與湍流分離的本質(zhì)、分離的必要條件、層流邊界層與湍流邊界層抵抗分離能力的不同及其原因邊界層抵抗分離能力的不同及其原因1 1

3、、邊界層概念的提出、邊界層概念的提出我們我們已知道，流動已知道，流動ReRe數(shù)（數(shù)（O.ReynoldsO.Reynolds，18831883年，英國流體年，英國流體力學(xué)家）是用以表征流體質(zhì)點的慣性力與粘性力對比關(guān)系的。根力學(xué)家）是用以表征流體質(zhì)點的慣性力與粘性力對比關(guān)系的。根據(jù)量級分析，作用于流體上的慣性力和粘性力可表示為據(jù)量級分析，作用于流體上的慣性力和粘性力可表示為: :慣性力：慣性力： 粘性力：粘性力：慣性力慣性力/ /粘性力：粘性力： 因此，在高因此，在高ReRe數(shù)下，流體運動的慣性力遠遠大于粘性力。數(shù)下，流體運動的慣性力遠遠大于粘性力。這樣研究忽略粘性力的流動問題是有實際意義的。這

4、樣研究忽略粘性力的流動問題是有實際意義的。223VLtVLdtdVmFJVLAdydVFRe22LVVLVLFFJ5.1 邊界層近似及其特征 理想流體力學(xué)在早期較成功地解決了與粘性關(guān)系不大的一系理想流體力學(xué)在早期較成功地解決了與粘性關(guān)系不大的一系列流動問題，諸如繞流物體的升力、波動等問題，但對繞流物體列流動問題，諸如繞流物體的升力、波動等問題，但對繞流物體阻力、渦的擴散等問題，理想流體力學(xué)的解與實際相差甚遠，且阻力、渦的擴散等問題，理想流體力學(xué)的解與實際相差甚遠，且甚至得出完全相反的結(jié)論，圓柱繞流無阻力的甚至得出完全相反的結(jié)論，圓柱繞流無阻力的DAlembert疑題就疑題就是一個典型的例子。（

5、是一個典型的例子。（ DAlembert，法國力學(xué)家，法國力學(xué)家，1717-1783）那么，如何考慮流體的粘性，怎樣解決擾流物體的阻力問題，這在那么，如何考慮流體的粘性，怎樣解決擾流物體的阻力問題，這在當(dāng)時確實是一個阻礙流體力學(xué)發(fā)展的難題，直到當(dāng)時確實是一個阻礙流體力學(xué)發(fā)展的難題，直到1904年國際流體力年國際流體力學(xué)大師德國學(xué)者學(xué)大師德國學(xué)者 L.Prandtl 通過大量實驗發(fā)現(xiàn)：通過大量實驗發(fā)現(xiàn)：雖然整體流動的雖然整體流動的Re數(shù)很大，但在靠近物面的薄層流體內(nèi)，流場的特征與理想流動相差數(shù)很大，但在靠近物面的薄層流體內(nèi)，流場的特征與理想流動相差甚遠，沿著法向存在很大的速度梯度，粘性力無法忽略

6、甚遠，沿著法向存在很大的速度梯度，粘性力無法忽略。Prandtl 把這一物面近區(qū)粘性力起重要作用的薄層稱為把這一物面近區(qū)粘性力起重要作用的薄層稱為邊界層邊界層（Boundary layer）。）。5.1、邊界層近似及其特征 PrandtlPrandtl邊界層概念的提出，為人們?nèi)绾斡嬋胝承缘淖饔眠吔鐚痈拍畹奶岢?，為人們?nèi)绾斡嬋胝承缘淖饔瞄_辟了劃時代的途徑，開辟了劃時代的途徑，既挽救了理想流理論又挽救了粘流理論既挽救了理想流理論又挽救了粘流理論，因此稱其為近代流體力學(xué)的奠基人。，因此稱其為近代流體力學(xué)的奠基人。對整個流場提出的基本分區(qū)是：對整個流場提出的基本分區(qū)是：（1 1）整個流動區(qū)域可分成理想

7、流體的流動區(qū)域（勢流或）整個流動區(qū)域可分成理想流體的流動區(qū)域（勢流或位流區(qū)位流區(qū)）和粘性流體的流動區(qū)域（）和粘性流體的流動區(qū)域（粘流區(qū)粘流區(qū)）。）。（2 2）在遠離物體的理想流體流動區(qū)域，可忽略粘性的影）在遠離物體的理想流體流動區(qū)域，可忽略粘性的影響，按響，按位勢流位勢流理論處理。理論處理。 （3 3）在靠近物面的薄層內(nèi)粘性力的作用不能忽略，該?。┰诳拷锩娴谋觾?nèi)粘性力的作用不能忽略，該薄層稱為邊界層。層稱為邊界層。邊界層內(nèi)粘性力與慣性力同量級邊界層內(nèi)粘性力與慣性力同量級，流體質(zhì)點作，流體質(zhì)點作有旋有旋運動。運動。位流區(qū)位流區(qū)粘流區(qū)粘流區(qū)5.1、邊界層近似及其特征（2 2）邊界層的有渦性）邊

8、界層的有渦性 粘性流體運動總伴隨渦量的產(chǎn)生、擴散、衰減。粘性流體運動總伴隨渦量的產(chǎn)生、擴散、衰減。邊界層就是渦層邊界層就是渦層，當(dāng)，當(dāng)流體繞過物面時，無滑移邊界條件相當(dāng)于使物面成為具有一定強度的連續(xù)流體繞過物面時，無滑移邊界條件相當(dāng)于使物面成為具有一定強度的連續(xù)分布的渦源。以二維流動為例說明之。此時，物面上的渦源強度為：分布的渦源。以二維流動為例說明之。此時，物面上的渦源強度為：ozyuyuxv 2、邊界層的特征、邊界層的特征（1）邊界層厚度定義）邊界層厚度定義 嚴(yán)格而言，邊界層區(qū)與主流區(qū)之間無明顯界線，通常以速度達到主嚴(yán)格而言，邊界層區(qū)與主流區(qū)之間無明顯界線，通常以速度達到主流區(qū)速度的流區(qū)速

9、度的 0.99U 作為邊界層的外緣。由邊界層外緣到物面的垂直距離作為邊界層的外緣。由邊界層外緣到物面的垂直距離稱為邊界層名義厚度，用稱為邊界層名義厚度，用表示。表示。位流區(qū)位流區(qū)粘流區(qū)粘流區(qū)5.1、邊界層近似及其特征（3）邊界層厚度的量級估計邊界層厚度的量級估計 根據(jù)根據(jù)邊界層內(nèi)粘性力與慣性力同量級邊界層內(nèi)粘性力與慣性力同量級的條件，可估算邊界層的厚的條件，可估算邊界層的厚度。以平板繞流為例說明。設(shè)來流的速度為度。以平板繞流為例說明。設(shè)來流的速度為U，在，在 x x 方向的長度為方向的長度為 L L，邊界層厚度為，邊界層厚度為 。 慣性力：慣性力： 粘性力：粘性力： 由邊界層內(nèi)慣性力與粘性力同

10、量級得到由邊界層內(nèi)慣性力與粘性力同量級得到 由此可見由此可見在高在高Re數(shù)下，邊界層的厚度遠小于被繞流物體的特征長度數(shù)下，邊界層的厚度遠小于被繞流物體的特征長度。22ULtULdtdVmFJ2LUAdydVFRe1 22LLUULFFJ而在而在 的范圍內(nèi)，以外流的理想速度的范圍內(nèi)，以外流的理想速度 流動的理想流量是：流動的理想流量是：其中，其中， 為邊界層外緣速度。為邊界層外緣速度。5.1、邊界層近似及其特征（4）邊界層各種厚度定義）邊界層各種厚度定義（a）邊界層位移厚度）邊界層位移厚度 假設(shè)某點假設(shè)某點P處的邊界層厚度是處的邊界層厚度是 ，實際流體通過的質(zhì)量流量為實際流體通過的質(zhì)量流量為:e

11、udyuueeee0eudyu0euu上述兩部份流量之差是：上述兩部份流量之差是：dyuuee)(0此處此處 u 是邊界層中距物面為是邊界層中距物面為 y 處的流速。處的流速。這部分主流區(qū)增加的流體厚度是由邊界層流體排擠入主流區(qū)造成這部分主流區(qū)增加的流體厚度是由邊界層流體排擠入主流區(qū)造成的，稱為的，稱為排移厚度或位移厚度，排移厚度或位移厚度，作理想流場模型的外形修正時，作理想流場模型的外形修正時，應(yīng)該加上這一位移厚度。應(yīng)該加上這一位移厚度。5.1、邊界層近似及其特征01dyuuueeee011dyuuee這是設(shè)想各點均以外流速度流動時比實際流量多出來的值這是設(shè)想各點均以外流速度流動時比實際流量

12、多出來的值, ,這些這些多出來的流量必然要在主流中占據(jù)一定厚度多出來的流量必然要在主流中占據(jù)一定厚度 ，其流量寫，其流量寫為為 ，從而，從而11eeu5.1、邊界層近似及其特征（b）邊界層動量損失厚度）邊界層動量損失厚度 在邊界層內(nèi)，實際流體通過的動量為：在邊界層內(nèi)，實際流體通過的動量為：0udyue022dyuuuuueee021dyuuuueee上述兩項之差表示粘性存在而損失的動量，這部分動量損失全部上述兩項之差表示粘性存在而損失的動量，這部分動量損失全部用理想的外流速度用理想的外流速度 ue 流動時折算的流動時折算的動量損失厚度動量損失厚度2為：為：在邊界層內(nèi)，在邊界層內(nèi)，在質(zhì)量流量不變

13、的條件下在質(zhì)量流量不變的條件下，以理想流速度，以理想流速度 ue 通過通過的動量為：的動量為：02dyu（c c）邊界層能量損失厚度）邊界層能量損失厚度邊界層內(nèi)實際流體通過的動能為：邊界層內(nèi)實際流體通過的動能為：在邊界層在邊界層內(nèi)內(nèi)，在質(zhì)量流量不變的條件下在質(zhì)量流量不變的條件下，以理想流速度，以理想流速度 u ue e 通過的通過的動能為：動能為：0221udyue0221udyu上述兩項之差表示粘性存在而損失的動能，這部分動能損失全部上述兩項之差表示粘性存在而損失的動能，這部分動能損失全部用理想的外流速度用理想的外流速度 ue 流動時折算的流動時折算的動能損失厚度動能損失厚度 3為為:032

14、322121dyuuuuueeee02231dyuuuueee5.1、邊界層近似及其特征對于不可壓縮流體而言對于不可壓縮流體而言，上述各種厚度的計算公式變?yōu)?，上述各種厚度的計算公式變?yōu)?011dyuue021dyuuuuee02231dyuuuuee5.1、邊界層近似及其特征（5 5）幾點說明）幾點說明（a a）實際流動中，邊界層流動與理想流動是漸近過渡的，邊界層的外邊）實際流動中，邊界層流動與理想流動是漸近過渡的，邊界層的外邊界線實際上是不存在的，因此邊界層的外邊界線不是流線，而是被界線實際上是不存在的，因此邊界層的外邊界線不是流線，而是被流體所通過的，允許流體穿過邊界層邊界線流動。流體所通

15、過的，允許流體穿過邊界層邊界線流動。相對于物面而言相對于物面而言，流線是向外偏的，相對于邊界層邊界來說流線是向內(nèi)偏的，流線是向外偏的，相對于邊界層邊界來說流線是向內(nèi)偏的。 此外在許多情況下對于此外在許多情況下對于u ue e 和和 U U 往往不加以嚴(yán)格區(qū)別往往不加以嚴(yán)格區(qū)別（b b）邊界層各種厚度的定義式，既適用于層流，也適用于湍流。）邊界層各種厚度的定義式，既適用于層流，也適用于湍流。（c c）邊界層各種厚度的大小與邊界層內(nèi)流速分布有關(guān)。但各厚度的大?。┻吔鐚痈鞣N厚度的大小與邊界層內(nèi)流速分布有關(guān)。但各厚度的大小依次是依次是: : 1 1 2 2Uueu Prandtl Prandtl簡介：

16、簡介： 1894年入年入Munich大學(xué)深造，大學(xué)深造，1900年獲博士學(xué)位，博士論文年獲博士學(xué)位，博士論文方向是彎曲變形下的不穩(wěn)定彈性平衡問題研究。畢業(yè)后負(fù)責(zé)為方向是彎曲變形下的不穩(wěn)定彈性平衡問題研究。畢業(yè)后負(fù)責(zé)為一家新工廠設(shè)計吸塵器設(shè)備時，通過實驗解決了管道流動中一一家新工廠設(shè)計吸塵器設(shè)備時，通過實驗解決了管道流動中一些基本的流體力學(xué)問題，他所設(shè)計的吸塵器僅需要原設(shè)計功率些基本的流體力學(xué)問題，他所設(shè)計的吸塵器僅需要原設(shè)計功率的的1/3，從此對流體力學(xué)感興趣。，從此對流體力學(xué)感興趣。 Ludwig Prandtl 1875年年2月月4日出日出生于德國弗賴津（生于德國弗賴津（Freising）

17、 。其父親。其父親是一位在是一位在Freising附近農(nóng)業(yè)大學(xué)的測量附近農(nóng)業(yè)大學(xué)的測量學(xué)與工程教授，母親常年有病在家。學(xué)與工程教授，母親常年有病在家。從小受父親的影響，他對物理學(xué)、機從小受父親的影響，他對物理學(xué)、機械和儀器特別感興趣。械和儀器特別感興趣。Ludwig Prandtl介紹 1901 1901年年P(guān)randtlPrandtl擔(dān)任漢諾威（擔(dān)任漢諾威（Hanover)Hanover)科技大學(xué)數(shù)學(xué)工程系科技大學(xué)數(shù)學(xué)工程系的力學(xué)教授，在這里他提出邊界層理論（的力學(xué)教授，在這里他提出邊界層理論（Boundary layer Boundary layer theorytheory）并開始研究通

18、過噴管的超音速流動問題。）并開始研究通過噴管的超音速流動問題。19041904年年P(guān)randtlPrandtl在德國海德堡（在德國海德堡（idelbergidelberg）第三次國際數(shù)學(xué)年會上發(fā)表）第三次國際數(shù)學(xué)年會上發(fā)表了著名的關(guān)于邊界層概念的論文，這一理論為流體力學(xué)中物面摩了著名的關(guān)于邊界層概念的論文，這一理論為流體力學(xué)中物面摩擦阻力、熱傳導(dǎo)、流動分離的計算奠定了基礎(chǔ)，是現(xiàn)代流體力學(xué)擦阻力、熱傳導(dǎo)、流動分離的計算奠定了基礎(chǔ)，是現(xiàn)代流體力學(xué)的里程碑論文，從此的里程碑論文，從此PrandtlPrandtl成為流體力學(xué)界的知名學(xué)者。成為流體力學(xué)界的知名學(xué)者。 此后他出任德國著名的哥廷根（此后他出

19、任德國著名的哥廷根（Gottingen）大學(xué)應(yīng)用力學(xué)）大學(xué)應(yīng)用力學(xué)系主任、教授，在這里他建造了系主任、教授，在這里他建造了1904-1930年期間世界上最大的年期間世界上最大的空氣動力學(xué)研究中心。在空氣動力學(xué)研究中心。在1905-1908年期間，年期間，Prandtl進行了大進行了大量的噴管中超音速流動問題研究，發(fā)展了斜激波（量的噴管中超音速流動問題研究，發(fā)展了斜激波（oblique shock wave)和膨脹波（和膨脹波（expansion wave）理論。）理論。Ludwig Prandtl介紹 在在19101910年年-1920-1920年期間，其主要精力轉(zhuǎn)到低速翼型和機翼繞年期間，其

20、主要精力轉(zhuǎn)到低速翼型和機翼繞流問題，提出著名的有限展長機翼的升力線理論（流問題，提出著名的有限展長機翼的升力線理論（lifting lifting line theoryline theory）和升力面理論；從）和升力面理論；從19201920年以后年以后,Prandtl,Prandtl再次研究再次研究高速流動問題（高速流動問題（high speed flowshigh speed flows），提出著名的），提出著名的Prandtl-Prandtl-GlauertGlauert壓縮性修正準(zhǔn)則壓縮性修正準(zhǔn)則(compressibility correction rule(compressibi

21、lity correction rule）。）。19301930年以后，年以后，PrandtlPrandtl被認(rèn)為是國際著名的流體力學(xué)大師，被認(rèn)為是國際著名的流體力學(xué)大師，19531953年在哥廷根病故。年在哥廷根病故。 PrandtlPrandtl畢生在流體力學(xué)和空氣動力學(xué)中的貢獻是矚目的，畢生在流體力學(xué)和空氣動力學(xué)中的貢獻是矚目的，被認(rèn)為是現(xiàn)代流體力學(xué)之父（被認(rèn)為是現(xiàn)代流體力學(xué)之父（the father of modern fluid the father of modern fluid mechanicsmechanics）, ,他對流體力學(xué)的貢獻是可獲他對流體力學(xué)的貢獻是可獲Nobel

22、Nobel獎的。在第二次獎的。在第二次世界大戰(zhàn)期間（世界大戰(zhàn)期間（19391939年年9 9月月1 1日日-1945-1945年年9 9月月2 2日），日），PrandtlPrandtl一直一直在哥廷根工作，在哥廷根工作，NaziNazi德國空軍為德國空軍為PrandtlPrandtl實驗室提供了新的實驗實驗室提供了新的實驗設(shè)備和財政資助。設(shè)備和財政資助。Ludwig Prandtl介紹 普朗特重視觀察和分析力學(xué)現(xiàn)象，養(yǎng)成了非凡的直觀洞察能力，善普朗特重視觀察和分析力學(xué)現(xiàn)象，養(yǎng)成了非凡的直觀洞察能力，善于抓住物理本質(zhì)，概括出數(shù)學(xué)方程。他曾說：于抓住物理本質(zhì)，概括出數(shù)學(xué)方程。他曾說：“我只是在相

23、信自己對物我只是在相信自己對物理本質(zhì)已經(jīng)有深入了解以后，才想到數(shù)學(xué)方程。方程的用處是說出量的理本質(zhì)已經(jīng)有深入了解以后，才想到數(shù)學(xué)方程。方程的用處是說出量的大小，這是直觀得不到的，同時它也證明結(jié)論是否正確。大小，這是直觀得不到的，同時它也證明結(jié)論是否正確。” 普朗特指導(dǎo)過普朗特指導(dǎo)過8181名博士生，著名學(xué)者名博士生，著名學(xué)者BlasiusBlasius、Von KarmanVon Karman是其學(xué)是其學(xué)生之一。我國著名的空氣動力學(xué)專家、北航流體力學(xué)教授陸士嘉先生（生之一。我國著名的空氣動力學(xué)專家、北航流體力學(xué)教授陸士嘉先生（女，女，1911191119861986）是普朗特正式接受的唯一中國

24、學(xué)生，唯一的女學(xué)生。）是普朗特正式接受的唯一中國學(xué)生，唯一的女學(xué)生。陸士嘉邊界層位流區(qū)1. 1. 邊界層流動圖畫邊界層流動圖畫 粘性流體流經(jīng)任一物體（例如機翼與機身）的問題，歸結(jié)粘性流體流經(jīng)任一物體（例如機翼與機身）的問題，歸結(jié)為在相應(yīng)的邊界條件下解為在相應(yīng)的邊界條件下解N NS S方程的問題。由于方程的問題。由于N NS S方程太復(fù)方程太復(fù)雜，對很多實際問題不能不作一些雜，對很多實際問題不能不作一些近似簡化假設(shè)近似簡化假設(shè)，為此考察空，為此考察空氣流過翼型的物理圖畫：氣流過翼型的物理圖畫： 流動分為流動分為三個區(qū)域三個區(qū)域：1. 1. 邊界層：邊界層：N NS S化簡為邊界層方程化簡為邊界層

25、方程 2. 2. 尾跡區(qū)：尾跡區(qū)：N NS S方程方程 3. 3. 位流區(qū)：理想流位流區(qū)：理想流EulerEuler方程方程5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程2. 2. 平壁面上邊界層方程平壁面上邊界層方程對于二維不可壓縮流動，連續(xù)方程和對于二維不可壓縮流動，連續(xù)方程和N-SN-S方程為：方程為： 通過通過量級比較量級比較進行簡化，可得到邊界層近似方程。進行簡化，可得到邊界層近似方程。選取選取長度尺度長度尺度L L，速度尺度，速度尺度u ue e，時間尺度，時間尺度t=L/ut=L/ue e，邊邊界層近似假界層近似假定在邊界層內(nèi)滿足下列關(guān)系：定在邊界層內(nèi)滿足下列關(guān)系：0yvxu22221y

26、uxuxpfyuvxuutux22221yvxvypfyvvxvutvyLue5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程（1 1）法向尺度遠小于縱向尺度，縱向?qū)?shù)遠小于橫向?qū)?shù)法向尺度遠小于縱向尺度，縱向?qū)?shù)遠小于橫向?qū)?shù)（2 2）法向速度遠遠小于縱向速度法向速度遠遠小于縱向速度（3 3）壓強與外流速度的平方成正比壓強與外流速度的平方成正比將這些量級關(guān)系式代入到將這些量級關(guān)系式代入到N-SN-S方程中，得到方程中，得到y(tǒng)xyLxLL,1,1,Re1Re1,/,eeeeuvuLuLtvuvutLu2eup5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程N-SN-S方程組各項方程組各項量級比較量級比較: :Lu

27、LuLuyvxueee1 02222222222 1eeeeeeeexuLuLuLuuuLLuLuyuxuxpfyuvxuutu 132222222222LuLuLuLuLuyvxvypfyvvxvutveeeeey兩項為同一量級兩項為同一量級邊界層內(nèi)邊界層內(nèi)粘性力與慣性力同量粘性力與慣性力同量級級不可忽略，故不可忽略，故的量級為的量級為: :22e2,LuLuuee即：考慮到考慮到 的量級為的量級為2 2，因，因此右端的最大量級為此右端的最大量級為右括號中第一項比第二項低右括號中第一項比第二項低2個量級可略。個量級可略。5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程在高在高 ReRe 數(shù)情況下數(shù)情況

28、下較小可以忽略，同時忽略質(zhì)量力，較小可以忽略，同時忽略質(zhì)量力，PrandtlPrandtl邊界層方程變?yōu)椋哼吔鐚臃匠套優(yōu)椋?yvxu221yuxpyuvxuutu0yp)( 0 0 0Uuuyvuye或邊界條件：邊界條件：第三式說明，第三式說明，在高在高Re數(shù)情況下較薄的邊界層內(nèi)，壓力沿法向不變。數(shù)情況下較薄的邊界層內(nèi)，壓力沿法向不變。也就是，也就是，p 與與 y 無關(guān)，僅是無關(guān)，僅是 x 和和 t 的函數(shù)的函數(shù)。即：。即：),(txppe對于曲率不大的彎曲物面，上述邊界層方程也近似成立。對于曲率不大的彎曲物面，上述邊界層方程也近似成立。當(dāng)然當(dāng)然如果曲率過大，則沿法向壓強保持不變的條件就很難滿

29、足了。如果曲率過大，則沿法向壓強保持不變的條件就很難滿足了。綜上所述，邊界層基本特性可歸納為：綜上所述，邊界層基本特性可歸納為：),( , 0 , Re1 ,Re1txppypLuvLee5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程第一步，第一步，求位流解求位流解。 這時，略去邊界層與尾跡，利用第三章求解理想流體對物體這時，略去邊界層與尾跡，利用第三章求解理想流體對物體繞流問題的方法，求得物體表面的速度分布（求解時可預(yù)先對表繞流問題的方法，求得物體表面的速度分布（求解時可預(yù)先對表面作動量厚度的修正）。由于邊界層較薄，求得的速度分布可視面作動量厚度的修正）。由于邊界層較薄，求得的速度分布可視為邊界層外

30、邊界上的切向速度分布。即在任一坐標(biāo)為邊界層外邊界上的切向速度分布。即在任一坐標(biāo) x x 處：處： 時時 ，沿邊界層外邊界，伯努利方程成立：，沿邊界層外邊界，伯努利方程成立：5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程xuuxpee13. 3. 定常層流邊界層問題解法概述定常層流邊界層問題解法概述 y，)(xuue常數(shù)221eup因此，邊界層內(nèi)的壓強分布通過位流解得到了，即（因此，邊界層內(nèi)的壓強分布通過位流解得到了，即（ ）是一）是一個已知函數(shù)。個已知函數(shù)。 dxdp(或非定常時有歐拉方程成立)第二步，第二步，考察邊界層方程與邊界條件考察邊界層方程與邊界條件 0122yvxuyudxdpyuvxuu,

31、 0, 0, 0vuy0)(,nneyuxuuy，物面：物面： 邊界層外緣：邊界層外緣：由于由于 是已知函數(shù)，所以這兩個方程式中只有兩個未知數(shù)是已知函數(shù)，所以這兩個方程式中只有兩個未知數(shù)dxdp),(),(yxvyxu故問題是可解的。求解的邊界條件是：故問題是可解的。求解的邊界條件是： 5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程xuuyueey022第三步，第三步，解法思路解法思路。 我們的問題就是在上述邊界條件之下，求解邊界層方我們的問題就是在上述邊界條件之下，求解邊界層方程組。后面的程組。后面的布拉休斯解布拉休斯解就是一個求解的范例。就是一個求解的范例。 假設(shè)已經(jīng)解出了邊界層內(nèi)速度分布：假設(shè)已

32、經(jīng)解出了邊界層內(nèi)速度分布：),(yxuu 那么，物體表面的摩擦應(yīng)力那么，物體表面的摩擦應(yīng)力 可自下式求出（層可自下式求出（層流）：流）：有了表面摩擦應(yīng)力分布有了表面摩擦應(yīng)力分布 之后，再通過積分就不難求之后，再通過積分就不難求出物體所受的總的摩擦阻力了。出物體所受的總的摩擦阻力了。)(0 x00)(yyux)(0 x5.2、平面不可壓縮流體層流邊界層方程 1908年，年，Prandtl的學(xué)生的學(xué)生Blasius利用邊界層速度分布的相似利用邊界層速度分布的相似性求解了平板層流邊界層方程。性求解了平板層流邊界層方程。對于零壓強梯度、定常、不可壓對于零壓強梯度、定常、不可壓縮流體平板層流繞流，邊界層

33、方程為縮流體平板層流繞流，邊界層方程為： 相應(yīng)的邊界條件為：相應(yīng)的邊界條件為： 由于上述方程為非線性偏微分方程，求解很難，勃拉休斯引由于上述方程為非線性偏微分方程，求解很難，勃拉休斯引入流函數(shù)（由連續(xù)方程）入流函數(shù)（由連續(xù)方程） 以簡化方程：以簡化方程： 0yvxu22yuyuvxuuUuyvuy ; 0 0 0),(yxvxuy; 流函數(shù)的量綱等于速度流函數(shù)的量綱等于速度長度，那么流函數(shù)表為無量綱的長度，那么流函數(shù)表為無量綱的 的函數(shù)的函數(shù) f() 時，應(yīng)該在時，應(yīng)該在 f() 之前將速度之前將速度長度的量綱顯長度的量綱顯示出來，示出來， Blasius假設(shè)假設(shè)速度用層外的速度用層外的U（即

34、ue） ，長度用，長度用的量的量綱。綱。根據(jù)量級比較，邊界層厚度的量級為根據(jù)量級比較，邊界層厚度的量級為:5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解 這樣這樣未知函數(shù)未知函數(shù) u, v 就從兩個減少為一個就從兩個減少為一個 。自變量本來自變量本來是兩個是兩個x,y , ,如果引用一個無如果引用一個無量綱量綱的變數(shù)的變數(shù)=y/, ,則則自變量也可自變量也可以減為一個以減為一個，從而，從而的表達可作相應(yīng)改變的表達可作相應(yīng)改變。 UxxUxxxRexUyy)()(fxUfUxU式中式中 是是 的待定函數(shù)。的待定函數(shù)。)(f故流函數(shù)表為：故流函數(shù)表為：5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解xUfUyu)( )( 2)(

35、2)( fxUfxUxyUxfUxu)( )( fUxUfxUyyuxUxfxfxUfxUxxv)()()(21ffxU )( 222fxUxUfxUUyu從而，從而，可將可將 u、v 及其相關(guān)導(dǎo)數(shù)化為函數(shù)及其相關(guān)導(dǎo)數(shù)化為函數(shù) f 關(guān)于關(guān)于 的導(dǎo)數(shù)：的導(dǎo)數(shù)：5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解代入邊界層微分方程，化簡后變?yōu)椋捍脒吔鐚游⒎址匠蹋喓笞優(yōu)椋哼吔鐥l件變?yōu)椋哼吔鐥l件變?yōu)椋悍匠瘫缓喕闪顺Ｎ⒎址匠蹋匀皇欠蔷€性的求解還是很難，方程被簡化成了常微分方程，但仍然是非線性的求解還是很難，只好只好設(shè)它的解為一個級數(shù)設(shè)它的解為一個級數(shù)。Blasius 假設(shè)：假設(shè)：其中，其中， 為待定系數(shù)。為待定系

36、數(shù)。0,0,0; , 1.0fff nnnAAAAAf! 3! 2)(332210nAAAA,210用用 0 0 處邊界條件，立刻可以確定：處邊界條件，立刻可以確定：A A0 0 = A= A1 1= 0= 00 2 fff2332( )2!3!nnAAAfn223( )(2)!nnAfAAn22534( )2!(3)!nnAAfAAn將以上諸式代入微分方程將以上諸式代入微分方程得：得： 0 2 fff2235323422!2!3!AAAAA0! 3! 252432AAAA5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解從而：從而：233425236222422!3!AAAAA AA246! 473424AAA

37、A021511! 5843525AAAAA因為上式對任何因為上式對任何 值均須滿足，故各系數(shù)必須分別等于零，即值均須滿足，故各系數(shù)必須分別等于零，即2, 0, 022543AAAA.,411211, 0, 03252876AAAAAA如此繼續(xù)做下去，所有諸不等于零之系數(shù)如此繼續(xù)做下去，所有諸不等于零之系數(shù) A 均可以均可以 A2 來表示。而來表示。而 A2 則是一個待定常數(shù)。令則是一個待定常數(shù)。令 aA 25.3、平板層流邊界層的數(shù)值解整理后，得：整理后，得：023123)!23(21)(nnnnnnaCf11, 1, 1210CCC.,137,817, 3,27897,375543CCC則待

38、求級數(shù)可表為一個所有系數(shù)都含則待求級數(shù)可表為一個所有系數(shù)都含 A2 a 的無窮級數(shù)：的無窮級數(shù)： 就是我們要求的解，但其中尚有一常數(shù)就是我們要求的解，但其中尚有一常數(shù) 待定。此常數(shù)可待定。此常數(shù)可用用:)(fa1)(limf的邊界條件來確定，布拉休斯用數(shù)值方法定得：的邊界條件來確定，布拉休斯用數(shù)值方法定得：從而所求的解完全確定。從而所求的解完全確定。 332. 0a5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解 由所確定的級數(shù)解確定了流函數(shù)，也就確定了速度分布，從由所確定的級數(shù)解確定了流函數(shù)，也就確定了速度分布，從而就確定了與此相關(guān)的其他量，如邊界層厚度、剪應(yīng)力、摩阻系而就確定了與此相關(guān)的其他量，如邊界層厚度

39、、剪應(yīng)力、摩阻系數(shù)等。數(shù)等。 數(shù)值結(jié)果表明盡管各個位置處的速度數(shù)值結(jié)果表明盡管各個位置處的速度型是不同的，但若以型是不同的，但若以 作為自變量，則作為自變量，則速度型是一樣的。我們稱這樣的速度分布速度型是一樣的。我們稱這樣的速度分布是是相似相似的，這個解也被稱為的，這個解也被稱為相似解相似解。 當(dāng)當(dāng) = 5.0 時，時，u /U =0.9916，已經(jīng)，已經(jīng)十分接近于十分接近于1，從而可將此，從而可將此 對應(yīng)的對應(yīng)的 y 坐標(biāo)確定為邊界層厚度坐標(biāo)確定為邊界層厚度 。5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解12345678000.20.40.60.81.01.2)( fUuxUy 由上解確定的速度分布曲線如

40、圖所示，由上解確定的速度分布曲線如圖所示，可見實驗值與數(shù)值解（實線）很符合。可見實驗值與數(shù)值解（實線）很符合。5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解 由此由此（1）邊界層厚度）邊界層厚度 （ ）（2）邊界層位移厚度邊界層位移厚度 （3）邊界層動量損失厚度邊界層動量損失厚度 0 . 5,9916. 0/UuxxRe5xxdfUxdyUuRe7208. 111001xxdffUxdyUuUuRe664. 0110021238得：由：,xUy5.3、平板層流邊界層的數(shù)值解（4）壁面切應(yīng)力）壁面切應(yīng)力（5）壁面摩擦阻力系數(shù)壁面摩擦阻力系數(shù) （6）平均壁面摩擦總阻力系數(shù)平均壁面摩擦總阻力系數(shù) 郭永懷（郭永懷（1

41、953年）對平板前緣點的修正，得到年）對平板前緣點的修正，得到 適用范圍：適用范圍： 65103103ReLxyUxUfUyuRe1332. 0)( 2000 xfUCRe1664. 05 . 020LfLfFLCdxCLCRe1328. 1)(210LLFCRe10. 4Re328. 1 今在邊界層內(nèi)任取一控制體，控制體長度為今在邊界層內(nèi)任取一控制體，控制體長度為dx，控制面為，控制面為Aab、Abc、Acd、Ada?，F(xiàn)對控制體應(yīng)用動量方程，可知由?，F(xiàn)對控制體應(yīng)用動量方程，可知由A Aabab面流面流入控制體的質(zhì)量流量為：入控制體的質(zhì)量流量為：由由Acd面流出控制體的質(zhì)量流量為：面流出控制體

42、的質(zhì)量流量為：)(0 xabudymdxudyxmmxabcd)(0邊界層動量積分關(guān)系式是由邊界層動量積分關(guān)系式是由Karman 1921年導(dǎo)出的，年導(dǎo)出的，對近似對近似求解邊界層特性具有重要作用。對層流和湍流邊界層都適用。求解邊界層特性具有重要作用。對層流和湍流邊界層都適用。01. 邊界層動量積分方程邊界層動量積分方程5.4、邊界層動量積分方程根據(jù)根據(jù)質(zhì)量守恒定律質(zhì)量守恒定律，通過，通過Abc流入控制體的質(zhì)量流量為：流入控制體的質(zhì)量流量為：由由Aab面流入控制體的動量流量為：面流入控制體的動量流量為：由由Acd面流出控制體的動量流量為：面流出控制體的動量流量為：通過通過Abc流入控制體的動量

43、流量在流入控制體的動量流量在x方向的分量為：方向的分量為： dxudyxmmmxabcdbc)(0)(02xabdyuKdxdyuxKKxabcd)(02dxudyxuKxebc)(000pdxdxdpp在在Aab面上的作用力為（以下均指面上的作用力為（以下均指 x x 方向分量）：方向分量）：在在A Acdcd面上的作用力為：面上的作用力為：在在A Abcbc面上的力為：面上的力為：在在A Aadad面上的切應(yīng)力為：面上的切應(yīng)力為：)(xpFab)(ddxdxdppFcdddxdxdppFbc2dxFad05.4、邊界層動量積分方程5.4、邊界層動量積分方程對控制體建立對控制體建立x方向的動

44、量方程為：方向的動量方程為：整理后，得：整理后，得：由于上積分只是由于上積分只是 x 的函數(shù)，右端可得：的函數(shù)，右端可得：dxudyxuKdxdyuxKdxddxdxdppddxdxdpppxeabxab)(0)(0202)()(02)(00)(xxedyuxudyxuxdxdpdxdx)2.(.)(0)(0)(0 xexexeudydxdudyuudxdudydxdu上式右邊第一項可寫為：上式右邊第一項可寫為：左邊第一項由伯努利方程可得：左邊第一項由伯努利方程可得： 將（將（2）、（）、（3）代回（）代回（1）式得：）式得：)3.(.)()(0)(0 xeexeedyudxdudydxduu

45、xdxdp)(0)(02)(0)(00 xeexxexedyudxdudyudxdudydxdudyuudxd) 1.(.)()(02)(00 xxedyudxdudydxduxdxdp5.4、邊界層動量積分方程整理可得：整理可得： 或：或： 或：或：這就是這就是邊界層動量積分方程邊界層動量積分方程。是一階常微分方程，。是一階常微分方程，既適用于層流既適用于層流也適用于湍流邊界層也適用于湍流邊界層。該方程含三個未知數(shù)。該方程含三個未知數(shù) 0 0、1 1和和2 2 ，因，因此需尋找兩個補充關(guān)系才能求解。此需尋找兩個補充關(guān)系才能求解。dxduudxdueee)2(12220)(0)(0201)1

46、(xeeexeeedyuudxduudyuuuuudxddxduuudxdeee12205.4、邊界層動量積分方程如果寫成無量綱形式，有：如果寫成無量綱形式，有：其中其中對于零壓強梯度的平板邊界層流動，有：對于零壓強梯度的平板邊界層流動，有： 從而：從而：因為動量積分方程是個常微分方程，求解邊界層時相對簡單，因為動量積分方程是個常微分方程，求解邊界層時相對簡單，只要知道只要知道剪應(yīng)力剪應(yīng)力0 0 與與1 1、2 2 之間（或與速度之間（或與速度 u u 分布之間）分布之間）的相關(guān)關(guān)系，的相關(guān)關(guān)系，即可求解即可求解。0 0 . dxdpdxduconstuee )2(222dxduuHdxdCe

47、ef 220dxdue稱為形狀因子為當(dāng)?shù)啬Σ料禂?shù)，212210H efuC動量積分方程也可通過直接積分邊界層微分方程獲得動量積分方程也可通過直接積分邊界層微分方程獲得對于二維定常不可壓縮流體邊界層方程為（不計徹體力）：對于二維定常不可壓縮流體邊界層方程為（不計徹體力）：0yvxu連續(xù)：22yuxuuyuvxuuee動量：用用 ue 乘以連續(xù)方程（注意乘以連續(xù)方程（注意 ue=ue(x)）：）：并利用連續(xù)方程把動量方程改寫并利用連續(xù)方程把動量方程改寫:xuuyvuxuueeeyuyxuuyuvxuuee , 15.4、邊界層動量積分方程5.4、邊界層動量積分方程兩式相減，得到：兩式相減，得到：積

48、分上式，有：積分上式，有：yxuuuuvvuyuuuuxeeee1)()()(00001)()()(dyydyuuxudyuvvuydyuuuuxeeee0整理后，得到：整理后，得到： 這與這與Karman方程完全一樣。方程完全一樣。2021eeeuuuxx5.4、邊界層動量積分方程確定系數(shù)的條件為：確定系數(shù)的條件為：上述邊界條件中除了璧面剪應(yīng)力確定的條件適合于層流邊界層之外上述邊界條件中除了璧面剪應(yīng)力確定的條件適合于層流邊界層之外，其余條件既適合與層流邊界層也適合于湍流邊界層。，其余條件既適合與層流邊界層也適合于湍流邊界層。.44332210aaaaauue,.3 , 2 , 1, 0,0,

49、 0, 033220nyuuuyyuuuyuyuvuynneee 如前所述，動量積分方程含有三個未知數(shù)：位移厚度如前所述，動量積分方程含有三個未知數(shù)：位移厚度*、動量動量厚度厚度*和壁面切應(yīng)力和壁面切應(yīng)力0 , 因此，必須尋求補充關(guān)系才能求解。因此，必須尋求補充關(guān)系才能求解。 對于對于層流邊界層層流邊界層而言由于三個未知量都取決于邊界層的速度分而言由于三個未知量都取決于邊界層的速度分布，因此布，因此只要給定速度分布，就可以求解只要給定速度分布，就可以求解。顯然，該方法的精度取。顯然，該方法的精度取決于邊界層內(nèi)速度分布的合理性。對于決于邊界層內(nèi)速度分布的合理性。對于層流邊界層層流邊界層，通常假定

50、速度，通常假定速度分布為：分布為：2. 利用動量積分關(guān)系式解邊界層問題的利用動量積分關(guān)系式解邊界層問題的保爾豪森方法保爾豪森方法以平板層流邊界層為例，假設(shè)速度型如下：以平板層流邊界層為例，假設(shè)速度型如下： 式中待定系數(shù)由下述邊界條件確定。四個系數(shù)只需四個條件。式中待定系數(shù)由下述邊界條件確定。四個系數(shù)只需四個條件。物面條件為：物面條件為： 332210)()(yAyAyAAuue)C(0, 0022euyuuy平板時以及時，邊界層邊界處的條件為：邊界層邊界處的條件為： 0,yuuuye以及時，由這四個條件，定得四個系數(shù)為：由這四個條件，定得四個系數(shù)為： 2/1, 0, 2/3, 03210AAA

51、A5.4、邊界層動量積分方程于是，速度分布成為：于是，速度分布成為：32123yyuue由牛頓粘性定律：由牛頓粘性定律： 00yyueu230下面求解積分關(guān)系式。對于平板邊界層，有下面求解積分關(guān)系式。對于平板邊界層，有 , 積分關(guān)系積分關(guān)系式為比較簡單的形式：式為比較簡單的形式： 220dxdue5.4、邊界層動量積分方程0 xue將速度分布將速度分布 代入動量厚度表達可得：代入動量厚度表達可得：32123yyuue )280/39(2將上述關(guān)系代入動量積分關(guān)系式可得：將上述關(guān)系代入動量積分關(guān)系式可得：dxude14013邊界條件為：邊界條件為：x = 0 時，時，= =0 0 ，積分上式，得

52、平板邊界層的厚度積分上式，得平板邊界層的厚度 沿板長的變化規(guī)律是：沿板長的變化規(guī)律是： 4.64Rexx這個結(jié)果與勃拉休斯數(shù)值解結(jié)果這個結(jié)果與勃拉休斯數(shù)值解結(jié)果(常數(shù)為常數(shù)為5.0)相差不大。相差不大。5.4、邊界層動量積分方程作用在寬度為作用在寬度為 b（垂直于紙面的尺寸）、長度為（垂直于紙面的尺寸）、長度為 l 的單面平板的單面平板上的摩擦力為：上的摩擦力為：將將 及及 代入上式積分得：代入上式積分得：單面平板的摩阻系數(shù)為單面平板的摩阻系數(shù)為： 上述結(jié)果與勃拉休斯數(shù)值解結(jié)果上述結(jié)果與勃拉休斯數(shù)值解結(jié)果(常數(shù)為常數(shù)為1.328)相差也不大相差也不大 5.4、邊界層動量積分方程eu2304.6

53、4Rexx0lfwXb dx0F21.2962ReflVXSF2121.296RefflXCVSFCF 對于對于層流有壓力梯度層流有壓力梯度情況，多了一個情況，多了一個 的邊界條件，的邊界條件，由于假設(shè)壓力梯度已知或外流速度已知，用上述同樣的方法可以解得由于假設(shè)壓力梯度已知或外流速度已知，用上述同樣的方法可以解得邊界層的速度分布和剪應(yīng)力等，可知結(jié)果都與壓力梯度有關(guān)。邊界層的速度分布和剪應(yīng)力等，可知結(jié)果都與壓力梯度有關(guān)。 對于對于平板湍流邊界層平板湍流邊界層情況，由于無壓強梯度，動量積分方程仍然是：情況，由于無壓強梯度，動量積分方程仍然是： 但對湍流而言但對湍流而言0 0 不能直接用璧面附近的速

54、度梯度表達，而不能直接用璧面附近的速度梯度表達，而2 2與與u u 和和有關(guān)，因此有三個未知數(shù)，還需找兩個補充關(guān)系，一個是速度分布有關(guān)，因此有三個未知數(shù)，還需找兩個補充關(guān)系，一個是速度分布關(guān)系，一個是湍流剪應(yīng)力關(guān)系，根據(jù)實驗結(jié)果：關(guān)系，一個是湍流剪應(yīng)力關(guān)系，根據(jù)實驗結(jié)果： 代入代入2 2 的定義式和上述動量積分方程即可解得平板湍流邊界層的的定義式和上述動量積分方程即可解得平板湍流邊界層的、當(dāng)?shù)啬Σ磷枇ο禂?shù)當(dāng)?shù)啬Σ磷枇ο禂?shù) C Cf f 、摩擦阻力、摩擦阻力 X Xf f 和摩阻系數(shù)和摩阻系數(shù) C CF F 等。等。xuuxpyueey1022 220dxdue4171)(0225. 0)(20

55、UUyuue力符合規(guī)律：平板湍流邊界層摩擦阻足七分之一冪規(guī)律：湍流邊界層速度分布滿5.4、邊界層動量積分方程1 1、邊界層分離現(xiàn)象、邊界層分離現(xiàn)象 邊界層中的流體質(zhì)點受邊界層中的流體質(zhì)點受慣性力、粘性力和壓力慣性力、粘性力和壓力的作用。其中的作用。其中 慣性力與粘性力的相對大小決定了粘性影響的相對區(qū)域大小，慣性力與粘性力的相對大小決定了粘性影響的相對區(qū)域大小，或邊界層厚度的大小；或邊界層厚度的大??； 粘性力的作用始終是阻滯流體質(zhì)點運動，使流體質(zhì)點減速，失粘性力的作用始終是阻滯流體質(zhì)點運動，使流體質(zhì)點減速，失去動能；去動能； 壓力的作用取決于繞流物體的形狀和流道形狀，順壓梯度有助壓力的作用取決于

56、繞流物體的形狀和流道形狀，順壓梯度有助于流體加速前進，而逆壓梯度阻礙流體運動。于流體加速前進，而逆壓梯度阻礙流體運動。5.6 1.邊界層的分離現(xiàn)象在分離點附近和分離區(qū)，由于邊界層厚度大大增加，邊界在分離點附近和分離區(qū)，由于邊界層厚度大大增加，邊界層假設(shè)不再成立。層假設(shè)不再成立。以圓柱繞流為例，正如上一章已經(jīng)指出的，邊界層內(nèi)流體以圓柱繞流為例，正如上一章已經(jīng)指出的，邊界層內(nèi)流體質(zhì)點要克服粘性力做功而消耗機械能，在逆壓區(qū)內(nèi)流體不能無質(zhì)點要克服粘性力做功而消耗機械能，在逆壓區(qū)內(nèi)流體不能無損失的減速到達損失的減速到達D點，而是在某處使速度降為零，從而造成流點，而是在某處使速度降為零，從而造成流動從璧面

57、分離。在分離點下游的區(qū)域，受逆壓梯度的作用而發(fā)動從璧面分離。在分離點下游的區(qū)域，受逆壓梯度的作用而發(fā)生倒流。生倒流。分離點定義為緊鄰壁面順流區(qū)與倒流區(qū)的分界點。分離點定義為緊鄰壁面順流區(qū)與倒流區(qū)的分界點。 僅有粘性的阻滯作用而無逆壓梯度，不會發(fā)生邊界層的分僅有粘性的阻滯作用而無逆壓梯度，不會發(fā)生邊界層的分離，因為無反推力使邊界層流體進入到外流區(qū)。這說明，零壓離，因為無反推力使邊界層流體進入到外流區(qū)。這說明，零壓梯度和順壓梯度的流動不可能發(fā)生邊界層分離。梯度和順壓梯度的流動不可能發(fā)生邊界層分離。5.6 1.邊界層的分離現(xiàn)象邊界層分離的邊界層分離的必要條件必要條件是：是：存在逆壓梯度和粘性剪切層。

58、存在逆壓梯度和粘性剪切層。順壓梯度時邊界層變薄，不分離順壓梯度時邊界層變薄，不分離無壓強梯度時邊界層雖然變厚，無壓強梯度時邊界層雖然變厚，但不分離但不分離5.6 1.邊界層的分離現(xiàn)象只有逆壓梯度而無粘性的剪切作用，同樣也不會發(fā)生分離現(xiàn)只有逆壓梯度而無粘性的剪切作用，同樣也不會發(fā)生分離現(xiàn)象，因為無阻滯作用，運動流體不可能消耗動能而滯止下來。象，因為無阻滯作用，運動流體不可能消耗動能而滯止下來。 有逆壓無剪切：不分離有逆壓無剪切：不分離 有逆壓有剪切：可能分離有逆壓有剪切：可能分離 在粘性剪切力和逆壓梯度的同時作用下才可能發(fā)生分離。在粘性剪切力和逆壓梯度的同時作用下才可能發(fā)生分離。 相同逆壓梯度下

59、湍流邊界層（下）抵相同逆壓梯度下湍流邊界層（下）抵抗分離的能力強于層流邊界層抗分離的能力強于層流邊界層 （上）（上）5.6 1.邊界層的分離現(xiàn)象逆壓梯度時邊界層增厚可能分離逆壓梯度時邊界層增厚可能分離 只有在粘性剪切力和逆壓梯度的同時作用下才可能發(fā)生分離。只有在粘性剪切力和逆壓梯度的同時作用下才可能發(fā)生分離。 同一擴壓段中層流邊界層與湍流邊界層流態(tài)的對比同一擴壓段中層流邊界層與湍流邊界層流態(tài)的對比層流邊界層在一定逆壓下分離層流邊界層在一定逆壓下分離湍流邊界層能夠抵抗一定的逆壓梯度湍流邊界層能夠抵抗一定的逆壓梯度而不分離而不分離 (較大逆壓下仍然會分離較大逆壓下仍然會分離)5.6 1.邊界層的分

60、離現(xiàn)象現(xiàn)在我們可以理解，麻的高爾夫球之所以比光的高爾夫球打得更遠的現(xiàn)在我們可以理解，麻的高爾夫球之所以比光的高爾夫球打得更遠的物理原因物理原因在于：麻面使層流邊界層很快轉(zhuǎn)捩成為湍流邊界層，湍流的在于：麻面使層流邊界層很快轉(zhuǎn)捩成為湍流邊界層，湍流的橫向輸運特性使其具有較飽滿的速度型和抵抗逆壓梯度的能力，因此橫向輸運特性使其具有較飽滿的速度型和抵抗逆壓梯度的能力，因此麻面高爾夫球具有較小的分離尾跡和流動阻力。麻面高爾夫球具有較小的分離尾跡和流動阻力。5.6 1.邊界層的分離現(xiàn)象氣流繞翼型的流動與邊界層分離現(xiàn)象：氣流繞翼型的流動與邊界層分離現(xiàn)象：一定迎角下，上翼面最大速度點即最小壓強點后的減速增壓區(qū)