边界层（边界层内的流动分离发生在逆压梯度区）

今天给大家分享的是边界层的知识，也将解释边界层中的流动分离发生在反向压力梯度区域。如果你碰巧解决了你现在面临的问题，别忘了关注这个网站，现在就开始！

边界层厚度

边界层中从物体表面(局部速度为零)沿法线方向到速度等于局部自由流速u(严格等于0.990或0.995U)的位置的距离记为δ。

边界层厚度与雷诺数、自由流动状态、表面粗糙度、表面形状和延伸范围有关。从流动物体的头部(前缘)开始，边界层的厚度沿着流动方向从零开始逐渐增加。空当雷诺数为Rex=10时，平板上层流边界层厚度在距前缘1米处为3.5 mm。光滑平板上层流边界层的厚度。

(Rex=Ux/v，其中v为流体运动的粘滞系数)；写方程时，常数值在选定的边界层厚度处(如0.90、0.99或0.995)随速度百分比变化，一般为3.46 ~ 5.64。光滑平板上湍流边界层的厚度

其比例常数约为0.37。可以看出，边界层厚度的确定是任意的，摩擦阻力的计算过于粗糙，所以在实际应用中，定义了其他厚度。比如低速时，用位移厚度δ1(或δ *)和动量(损失)厚度δ2(或θ)，有一个无量纲的厚度比叫形状因子。位移厚度是指边界层中的流体被阻挡，因此通过它的流动减少，相当于理想流动中的外部流动从物体表面移动了一段距离，流动周围物体的形状就变成了原来的几何形状加上位移厚度。

流体粘性减速形成的边界层将主流从壁面推出边界层的距离(图2)可由以下公式定义:

平行流流过平板时，层流边界层的δ1≈δ/3，湍流边界层的δ1≈δ/8。由于粘性阻滞，当按照层外主流速度u计算时，边界层中损失的动量相当于这个动量的厚度，也就是说，

当平行流流经平板时，层流边界层中δ2=0.13δ，湍流边界层中δ2=7δ/72=0.097δ，所以δ1δ2。因为y与边界层厚度δx(物体表面方向的长度)和δ∝是同一个数量级，普朗特从1904年的纳维尔-斯托克斯方程写出了方程中各项的数量级，并将它们相互比较。最后，省略δ2以上的项，得到边界层方程。例如，二维不可压缩流的层流边界层方程可以写成:

边界条件y=0，u=v=0，y=∞，u=U(x，t)，其中U和v为x和y方向的速度分量；p是压力；ρ是流体的密度。原来Y方向的动量方程简化为边界层内沿垂直于壁面方向的压力保持不变，即壁面上某一点的压力P等于该点无粘外流计算的P值，因此在边界层流动的计算中P被认为是一个已知的物理量。

如果物体表面是曲面，可以选择曲面坐标系，即X沿物体表面方向，Y垂直于物体表面方向。还得出了Y方向的增长也是δ量级，可以忽略不计。

关于湍流边界层方程，由于流动是随时间和空变化的，情况非常复杂，所以湍流的物理机制还没有被实验搞清楚，得到了公认的模型。因此，多年来，人们根据不同的情况提出了各种半经验理论和假设来求平均流解。

在湍流边界的一般情况下，流体胶束的瞬时速度可以表示为平均速度和脉动速度之和(如x方向等。)由脉动速度之间的动量交换引起的湍流边界层中的附加湍流应力(也称为雷诺应力)为:

它是一个张量。在二维情况下，雷诺应力τt可以写成(见湍流理论):

其中ε τ称为涡粘系数，上面的横线代表平均值。二维不可压湍流边界层的微分方程如下:这是T. von Karman于1921年提出的，也称为Karman积分关系，是工程上常用的一种近似方法，既可用于定常，也可用于二维不可压层流和湍流边界层(采用平均速度分量)。这个方程是通过在边界层中取一个控制元素，利用动量定理使X方向的总动量增加率等于单位时间内出动量和入动量之差得到的。因为动量是从壁面y=o到y=δ积分计算的，所以取平均值，这就是近似法。这种积分关系是:

其中τ0是物体表面的剪应力，可以写成:

或者

公式

边界层细节百科全书

边界层又称流动边界层和边界层，是在高雷诺数附近的流动中，物体表面附近的粘性力中不可忽略的薄层。这个概念是由现代流体力学的创始人德国人路德维希·普朗特于1904年首先提出的。此后，边界层研究成为流体力学中的一个重要课题和领域。

基本介绍

中文名:边界层mbth:边界层其他名称:流动边界层和由路德维希·普朗特提出的边界层:简介、简史、边界层厚度、速度边界层厚度、位移厚度、动量(损失)厚度、形状因子、边界层方程、边界层微分方程、边界层动量积分方程、层流边界层、层流边界层微分方程、层流边界层动量积分、三维层流边界层的计算、层流边界层的转捩和稳定性、层流边界层稳定性理论、 层流边界层转捩到紊流边界层，紊流边界层理论，紊流边界层实验，边界层分离，边界层控制，参考文献。 如果是低粘度流体(如水，空气体等)。)，简单介绍一下。)在大雷诺数下与物体接触，这是相对的。靠近物体表面的流体附着在物体表面，与物体表面的相对速度等于零；从物体表面到顶部，各层的违反程度逐渐增加，直至与自由流速相等。L-普朗特把物体表面的这种流体减速薄层称为边界层。图1是沿着没有攻角的平板的平行流的边界层的示意图。无攻角平板平行流边界层示意图。从物体表面到外部，流体速度迅速增加到局部自由流速，即周围理想流动对应的速度，一般与来流速度在同一数量级。因此，边界层中的速度在垂直于表面的方向上具有很大的梯度。即使流体的粘度不大，比如空气体和水，相对于惯性力，粘滞力仍然起着显著的作用，所以属于粘性流动。在边界层外，速度梯度很小，粘性力可以忽略不计，流动可以视为无粘或理想流动。在高雷诺数下，边界层很薄，其厚度远小于沿流动方向的长度。根据尺度和速度变化率的比较，Navier-Stokes方程可以简化为边界层方程。在求解高雷诺数绕流时，流动可分为边界层内的粘性流动和边界层外的理想流动两部分，分别用迭代法求解。边界层包括层流、湍流、混流、低速(不可压缩)、高速(可压缩)和二维、三维点。由于粘性与热传导密切相关，高速流动中不仅存在速度边界层，还存在温度边界层。(图为水中边界层与摩擦阻力的关系)温度边界层简史19世纪末，流体力学这门科学开始向两个方向发展，但这两个方向其实毫无共同之处。一个方向是理论流体动力学，从无摩擦无粘流体的欧拉运动方程发展而来，达到了高度完善的水平。但由于所谓经典流体动力学的结果与实验结果之间存在明显的矛盾——尤其是管道和通道中的压力损失以及流体中运动物体的阻力——这就是达朗贝尔悖论。正因为如此，实用工程师们发展了一门高度经验性的学科，即水力学，来解决技术飞速发展所产生的重要问题。水力学是建立在大量实验数据基础上的，与理论流体力学在方法和研究对象上有很大不同。20世纪初，l .普朗特因解决了如何统一流体力学的这两个分支而闻名于世。他在理论和实验之间建立了密切的联系，为流体力学异常成功的发展铺平了道路。甚至在普朗特之前，人们已经意识到，在很多情况下，经典流体动力学的结果与实验结果不一致，是因为理论忽略了流体的摩擦。而且，人们早就知道摩擦流的完整运动方程(纳维尔-斯托克斯方程)。然而，这些方程的数学求解极其困难(少数特殊情况除外)，阻碍了粘性流体运动的理论处理。此外，在水和空气体这两种最重要的流体中，一般来说，粘性摩擦产生的力由于粘度低，远远小于其他力(重力和压力)。正因为如此，人们很难理解被经典理论忽略的摩擦力是如何如此大程度地影响流体的运动的。l .普朗特在1904年海德堡数学研讨会上宣读的论文《几乎没有摩擦的流体运动》中指出，在一些非常重要的实际问题中，精确地分析粘性流动是可能的。借助于理论研究和几个简单的实验，他证明了固体周围的流动可以分为两个区域:一个是物体附近的薄层(边界层)，其中摩擦力起主要作用；另一个是这层楼外的休息区，摩擦力可以忽略。基于这一假设，普朗特成功地解释了粘性流动在物理学中的意义，并最大程度地简化了相应的数学困难。即使在那时，这些理论上的论点也有一些简单的实验来支持，这些实验是在普朗特自己建造的水洞中进行的。于是他迈出了理论与实践统一的第一步。边界层理论已被证明是极其有效的，为发展流体动力学提供了有效的工具。20世纪以来，边界层理论在新学科空空空气动力学的推动下迅速发展。在很短的时间内，它与其他非常重要的进展(机翼理论和气体动力学)一起成为现代流体力学的基石之一。物体表面(局部速度为零)到边界层厚度速度中速度等于局部自由速度u(严格等于0.990或0.995U)的位置的距离记为δ。边界层厚度与雷诺数、自由流动状态、表面粗糙度、表面形状和延伸范围有关。从流动物体的头部(前缘)开始，边界层的厚度沿着流动方向从零开始逐渐增加。当空雷诺数Re x =10时，平板上层流边界层厚度在距前缘1米处为3.5 mm。在光滑平板上，层流边界层的厚度(Re x = Ux/v，其中V为流体运动的粘性系数)；写方程时，常数值在选定的边界层厚度处(如0.90、0.99或0.995)随速度百分比变化，一般为3.46 ~ 5.64。光滑平板上紊流附面层厚度的比例常数约为0.37。可以看出，边界层厚度的确定是任意的，摩擦阻力的计算过于粗糙，所以在实际应用中，定义了其他厚度。比如低速时，用位移厚度δ 1(或δ *)和动量(损失)厚度δ 2(或θ)，有一个无量纲的厚度比叫形状因子。位移厚度是指边界层中的流体被阻挡，因此通过它的流动减少，相当于理想流动中的外部流动从物体表面移动了一段距离，流动周围物体的形状就变成了原来的几何形状加上位移厚度。流体粘性滞止形成的边界层将主流从壁面推出层外的距离(图2)可根据定义由下式得到:平行流流过平板时层流边界层的δ 1 ≈ δ /3，湍流边界层的δ 1 ≈ δ /8。由于粘性阻滞产生的动量(损失)厚度，当按层外主流速度U计算时，边界层内损失的动量相当于这个动量所占的厚度，即平行流流过平板时，层流边界层内δ 2 =0.13δ，湍流边界层内δ 2 =7δ/72=0.097δ，所以δ 1 δ 2。形状因子的上述两个厚度比组成的无量纲参数称为形状因子，通常表示为:δ 1 /δ 2 = H 12(低速时也写成H)。因为δ1δ2h 1。在层流边界层中，H值的范围从驻点附近的2.0到分离点处的3.5。在湍流边界层中，其值不确定，约为1.2 ~ 2.5。边界层方程边界层方程是流体在边界层中遵循的物理规律的数学表达，包括边界层微分方程和边界层动量积分方程。边界层微分方程由于Y和边界层厚度δx(物面方向的长度)是同一个数量级，而δ∝，1904年，Pelant在Naville-Stokes方程的基础上，写出了方程中各项的数量级，并将它们相互比较。最后，省略δ2以上的项，得到边界层方程。比如二维不可压缩流动的层流边界层方程可以写成:边界条件y=0，u=v=0，y= ∞，u=U(x，t)，其中U和v分别是x和y方向的速度分量；p是压力；ρ是流体的密度。原来Y方向的动量方程简化为边界层内沿垂直于壁面方向的压力保持不变，即壁面上某一点的压力P等于该点无粘外流计算的P值，因此在边界层流动的计算中P被认为是一个已知的物理量。如果物体表面是曲面，可以选择曲面坐标系，即X沿物体表面方向，Y垂直于物体表面方向。还得出了Y方向的增长也是δ量级，可以忽略不计。关于湍流边界层方程，由于流动是随时间和空变化的，情况非常复杂，所以湍流的物理机制还没有被实验搞清楚，得到了公认的模型。因此，多年来，人们根据不同的情况提出了各种半经验理论和假设来求平均流解。在湍流边界的一般情况下，流体胶束的瞬时速度可以表示为平均速度和脉动速度之和(如x方向等。)脉动速度之间的动量交换引起的湍流边界层中的附加湍流应力(也称为雷诺应力)是一个张量。在二维情况下，雷诺应力τ t可以写成(见湍流理论):其中ε τ称为涡粘系数，上面的水平线代表平均值。二维不可压湍流边界层的微分方程为:边界层动量积分方程，由T. von Karman于1921年提出，又称Karman积分关系，是工程中常用的一种近似方法。

可以使用边界层(使用平均速度分量)。这个方程是通过在边界层中取一个控制元素，利用动量定理使X方向的总动量增加率等于单位时间内出动量和入动量之差得到的。因为动量是从壁面y=o到y=δ积分计算的，所以取平均值，这就是近似法。这个积分关系式为:其中τ 0为物体表面的剪应力，可以写成:或者当层流边界层流体绕物体流动时，物体前部或上游部分的边界层一般为层流边界层。沿曲面的层流边界层。由于流出速度的变化，与平板不同，但速度分布大致相似。物体表面附近的速度梯度大，所以剪应力也大。物体表面的剪切应力为:其中μ为流体动力粘性系数。τ 0计算出来，就可以得到物体表面的摩擦阻力系数和摩擦阻力。但是这些计算只能在分离点之前使用。层流边界层的微分方程比Navier-Stokes方程简单，但它仍然是一个非线性偏微分方程。二维层流边界层方程早期的解法是找到无量纲的组合自变量，代入常微分方程，然后用级数法求摩擦系数，或者直接求其数值解。这种方法被称为“相似解”。“相似解”可用于平板、楔形体、收缩管和对称圆柱的绕流。随着计算机的发展，非线性偏微分方程的数值解可以直接用有限差分法或有限元法获得。层流边界层的动量积分

它比偏微分方程的数值解法简单得多，但不能提供边界层内详细的流动特性(如速度分布)。因此，如果只有边界层的特征物理量(如位移厚度、壁面剪应力等)是一种实用的工程方法。)都有。)需要沿着物体表面变化。对于一些复杂的流动问题，如粘性流和无粘性流的相互作用，常被用来计算边界层的特性。如果三维层流边界层的计算是旋转对称体的绕流，可以通过一个变换公式[如Mangler变换公式]将其变换为二维形式，可以使用现有的二维解。任何物体周围的三维计算都比二维复杂得多，只能用数值求解。层流边界层的转捩和稳定性自从O \'Reynolds关于圆管流动的实验证明管内流动是层流然后是湍流，他就用无量纲比(雷诺数)作为流动参数。对于每一种特定的形状，都有一个临界雷诺数，比如圆管流的临界雷诺数是2000，超过这个雷诺数层流就会过渡到湍流(见层流)。边界层中也有类似的临界雷诺数概念，但边界层的雷诺数通常写成临界雷诺数Re cr，可以通过实验得到。除雷诺数外，层流方向的湍流转捩还受到许多其他参数的影响，如外流的湍流度、反向压力梯度、流体吹除、流过凹面的离心力、非均匀流中的浮力、物体表面的粗糙度、流体与物体表面的热交换等。，会增加不稳定因素，容易引起层流边界层转捩。理论上，层流边界层的稳定性理论通常是基于小扰动稳定性理论，即假设层流由平均流(可视为定常流)和小扰动正弦流组成。如果小扰动随时间增加，它将是不稳定的，并可能转变为湍流。通常所谓的奥尔-索末菲方程就是小扰动理论的方程(见流体运动稳定性)。Tollmien-Schlichting稳定性理论常用于讨论平行流边界层的稳定性。它的基本思想是:当层流边界层在物体表面流动时，总会受到一些小的扰动(如叶尖和粗糙表面)。)，所以在层流边界层中有很多小幅度的速度波动，它们的频率范围很宽。在某些情况下，如果某一频率的脉动加强，而其他频率的脉动减弱，则前者会在该频率迅速增大其振幅(边界层中的这种波动称为托尔米恩-施利希廷波)，从而使层流变得不稳定，导致湍流的形成。相反，如果脉动的所有频率的振幅减弱，层流是稳定的。从层流边界层到湍流边界层的层流稳定性理论不能解释层流到湍流转捩的所有物理现象。过渡是一个非常复杂的流动过程。到现在，人们还没有清楚地了解它。从平板的简单绕流来看，如果外流的湍流度较低，层流边界层向湍流边界层的转捩会经历以下几个阶段(图3): ①平板前沿附近存在稳定的层流边界层；(2)当超过临界雷诺数时，会出现不稳定的二维Tollmien-Schlichting波；③不稳定的三维层流波会继续发展，形成小涡旋；④在强局部切应力作用下，旋涡会破裂，产生三维湍流脉动。⑥许多湍流点组合发展成一个充分发展的湍流边界层。图3在大多数情况下，平板上层流边界层的转捩过程从湍流点发展到完全湍流时，同时形成许多分离的气泡。上述过程中，只有①、②、③可以进行理论分析，其他过程有待于以后进一步探索。有离心力的流动沿曲面的不稳定性与上述不同。比如两个同心旋转的内外圆柱之间的层流，当内圆柱旋转而外圆柱不动时，产生泰勒涡(见流体运动稳定性)，层流不稳定；外筒旋转时，层流稳定；当两个圆柱体反向旋转时，它们是不稳定的。又如沿凹面的层流，产生垂直于流动方向的格特勒灾难，也引起不稳定。图4边界层阻力系数Cf与雷诺数Re的关系当层流边界层过渡到湍流边界层时，边界层厚度δ增加(图3)，阻力也增加。以平板平行流为例，阻力系数C 1 f与雷诺数Re的关系如图4所示(对数坐标)。湍流边界层在自然界和工程中，运动物体(如飞机、叶栅)表面的流动多为湍流边界层。湍流边界层的内部结构比层流边界层复杂得多，因为湍流具有涡旋运动和随机脉动，流动随空和时间而变化。由于湍流中垂直方向的动量交换，垂直于壁面的截面上的速度分布与层流边界层中的不同，下端更饱满(图5)。图5层流边界层与湍流边界层的比较根据实验数据，湍流边界层可以近似视为由内区和外区组成。这种划分是因为壁面附近的粘性剪应力和压力梯度在这两个区域是完全不同的。内部区域包括靠近壁面的粘性底层，在此处剪应力最大，由许多小涡组成。上部是缓冲层，再往上是边界层的外区，是动量交换大的大尺寸涡系组成的湍流层。外部区域是从这个湍流层到速度非常接近外部流动的地方。一般来说，内区占整个边界层的20%。湍流边界层理论从湍流边界层的研究历史来看，有两种理论，它们分别得到了发展和相互联系。一个是统计理论，一个是半经验理论。①在统计理论中，流体被视为连续介质，速度和压力的脉动值被视为连续的随机函数，湍流由每个脉动值的相关函数和谱函数来描述。根据统计平均法，找到脉动结构，将各种平均值代入纳维尔-斯托克斯方程等方程，得到所谓的雷诺方程。然而，统计理论主要用于研究均匀各向同性湍流，而不适用于湍流边界层流动。②在另一种半经验理论中，由于湍流边界层方程的个数小于未知数的个数，方程不封闭，需要补充一些关系式。※.有些不准确的近似理论是半经验理论。这些理论没有严格的基础，但是对于解决工程中的很多问题非常有用。由于有些系数是通过实验获得的，这些半经验理论计算的结果往往与实验吻合较好，但其适用范围有限。常用的半经验理论有1877年J.V. Buseneske的用涡粘系数计算雷诺应力的公式、Hilante的混合长度理论(动量传递理论)、G.I. Taylor的涡传递理论、Carmen的相似理论等等。这些半经验理论的缺点是不分析湍流的内部结构，应用范围有限。湍流边界层实验是研究边界层的重要手段，尤其是湍流边界层的测量。许多国家已经成立了小组来持续研究它。一般实验在水槽或风洞中进行。采用的流场显示方法有氢气泡法、烟迹法和涂在物体表面的套筒流法。现代测量方法包括热线、热膜、激光测速和激光全息术(见湍流实验)。当边界层分离流体流过曲面时，其速度和压力发生变化。流量减小，压力必然增大。由于边界层中的流体胶束有动量损失，如果下游压力增大(即存在反向压力梯度)，动量就会减小，并与物体表面分离，直至流体胶束在物体表面无法再前进。这种现象称为边界层分离(图76)。气流开始离开物体表面的点称为分离点。它的位置由物体表面决定，即物体表面上该点的法向速度梯度为零。图7显示了平行流通过对称翼段的二维流动，翼段后部的边界层分离，分离点s附近的速度分布，注意分离点的速度分布曲线上有一个拐点，在分离区沿物体表面有一个反向(正向)流动，产生旋涡。机翼上边界层的分离限制了机翼的升力。并增加阻力。在大迎角时，机翼上的分离会造成飞机追尾，涡轮泵、压气机、螺旋桨叶片上的气流都会分离。会降低机械效率，腐蚀墙体。图6机翼剖面周围的边界层分离物体周围的二维边界层分离有两种情况:一种是在分离点之后，主流离开物体表面，在下游形成较大的涡区；例如，这种分离经常发生在一般迎角下的机翼后部(图6和7)；另一种是从分离点S开始，之后主流首先离开物体表面，然后在A点附着在物体表面，形成气泡-局部回流区(图8)。分离出来的气泡大部分先被层流分离，然后中间变成湍流。底层获得动能，然后附着在表面。当机翼较厚时，分离往往发生在机翼后部。当机翼较薄时，气泡分离经常发生在前缘附近。三维边界层的分离是复杂的。甚至如何定义分离点也尚未达成一致。湍流边界层分离与层流边界层分离相同，但对于同一形状物体，湍流边界层的分离点在层流边界层的分离点之后。在某些情况下，人们可以人为地固定分离点，利用空气分离后形成的涡流对物体产生有利的影响。比如导航空空用小翼。图7平行流通过对称翼型的二维流动图8物体前方的分离气泡是实验性的。分离点可用油流法、丝线法和普雷斯顿管在模型表面测量。各国越来越重视分离流动的研究，尤其是二维非定常流动和三维定常流动中边界层分离的起点和分离点。提出了三层结构等一些近似理论，正在提出二维和三维流动的分离准则，研究正在深入。应用边界层控制(例如，对于飞机空)。层流边界层的转捩和分离增加了机翼的恒定阻力和/或降低了升力(甚至失速)。因此，人们很早就试图使机翼表面光滑，并设计了“层流机翼剖面”来维持层流边界层。但这种控制是有局限性的，所以后来人们采用了很多方法来手动控制边界层，从而影响边界层的结构，避免气流在边界层中分离，减少阻力，增加升力。通过实验和理论，得到了几种有效的局部加速流体的方法:①移动物体表面的一部分；(2)通过物体表面的喷孔(狭缝)吹出流体，增加表面能滞止(图9)；(3)通过物体表面的狭缝，吸走滞流，使边界层变薄，抑制分离；(4)注入不同的气体以加速停滞流动；⑤改变机翼形状图9，参考文献1。H.Schlichting，泰勒边界层理论，麦格劳-希尔，纽约，1979年。2.《湍流边界层分析》，学术出版社，纽约，1974年3月。怀特、魏、甄思邈译:《粘性流体动力学》，机械工业出版社，1982年。(F.M .怀特，《粘性流体流动》，麦格劳-希尔公司，纽约，1974年)。G.V.Lachmann，边界层和流动控制，Pegmont出版社，牛津，1961年。5.P.Bradshaw,《湍流及其测量导论》, Pegmont出版社，牛津，1971年。

边界层的一个基本特征是

边界层中存在涡流。

根据流体力学，边界层的厚度很小，随着乘子的增大而增大，随着Re乘子的增大而减小。在边界层中，沿物体表面法线方向的速度变化剧烈，即速度梯度很大。所以边界层的基本特征之一就是边界层中的旋转流动。

边界层是高雷诺数下物体表面绕流中不可忽略的薄流动层。

什么是大气边界层？

大气边界层是大气的最低层，靠近地球表面，受地面摩擦和阻力的影响。气流经过地面时，地面上的各种粗糙物体，如草、沙、庄稼、树木、房屋等。，会阻碍大气的流动。这种摩擦阻力会因大气中的湍流而向上传递，并随着高度的增加而逐渐减弱，达到一定高度时可以忽略不计。

这个高度称为大气边界层厚度，它随气象条件、地形和地面粗糙度而变化，约为300 ~ 1000米。底层几毫米厚，对人类影响不大；再往上是表层，厚度在100米左右，这一层的湍流粘性是主导力，风速和高度一起增加；100米以上是埃克曼层，地球自转形成的科里奥利力在这一层起着重要作用。

大气边界层具有以下特征:

1.风速随高度增加:地面上风速等于零，但等于大气边界层外缘的地转风速。

2.湍流结构:在大气边界层中，大气流动具有很大的随机性，基本上是湍流。它的结构可以用湍流、雷诺应力、相关函数、频谱来表示，湍流度可以达到20%。

3.风向偏转:在北半球，由于地球自转产生的科里奥利力，沿着近地面的风向，随着高度的增加，风向逐渐向右偏转，而在大气边界层的外缘，与地转风的风向重合，风向偏转角度因地而异，一般可达几十度。

以上是对逆压梯度区边界层和边界层内流动分离的介绍。不知道你有没有从中找到你需要的信息？如果你想了解更多这方面的内容，记得关注这个网站。

以上就是由优质生活领域创作者 嘉文社百科网小编 整理编辑的，如果觉得有帮助欢迎收藏转发~