边界层分离
通常将上述边界层脱离壁面的现象称为——边界层分离。 点P称为分离点——紧靠边壁的边界层中顺流和倒流之间的
分界线。 在P点有： ux 0
y y0
在分离点之后，顺流和倒流两区间必然存在一个分界面—— 分离面。它是不稳定的，任何微小的扰动，都会造成它的破 裂，而发展成涡旋。
对比理想流体和不可压缩流体经过圆柱体
总结：
1、分离过程：在顺压梯度区（B点前)：流体加速 在逆压梯度区（B点后)：BP段减速→P点停止→P点后倒流。
2、分离的原因 — 黏性 3、分离的条件 — 存在逆压梯度，且压力梯度与剪应力梯度相比足够大。 4、分离的实际发生 — 微团滞止和倒流
粘性流体在压力降低区内流动（加速流动）， 决不会出现边界层的分离，只有在压力升高区内流 动（减速流动），才有可能出现分离，形成漩涡。 尤其是在主流减速足够大的情况下，边界层的分离 就一定会发生。
2.8.2.2边界层分离条件
如上所诉，在边界层分离点前流线图形与理想流体基本相 似，而分离点后则发生了实质性的改变。相应的压力分布也发 生了很大变化，它转而又影响到产生边界层分离的条件。
最终分离点的位置将取决于最终的压力分布和速度分布， 而不是取决于最初的流线图形。
如图2-29，在分离点P处，速度分布曲线在壁面处的切线正 好与壁面垂直。
边界层分离（Boundary Layer Separation）
在某些情况下，边界层内流体发成倒流，引起边界层与 固定壁面的分离，并同时产生涡旋的现象。
边界层分离是造成流体能量损失的主要原因之一。
2.8.2.1 边界层分离的形成过程
理想流体流经无限长圆柱体
因流体无黏性，其在整个流场均无能 量损失，在圆柱四周的压力分布和速度分 布完全对称
形成一个新的停滞点P，在该点处速度为
边界层分离
由于流体是不可压缩的，故后续 流体到达P点时，在高压作用下被迫离 开壁面和原流线方向，将自身部分静 压能转变为动能，脱离壁面并沿另一 条新流线方向向下游流去。
这样，在P点的下游就形成了空白 区，在逆向压力梯度的作用下，必有 一股倒流的流体补充进来，但它们又 不能靠近处于高压下的点P而被迫退回， 形成涡旋。
现象。
速度梯度：ux ∽u0
y
，黏性剪应力为： u0
，剪应力梯度为：
u0
2
dp
压力梯度：
dx
∽u0du0 dx二者之比为：2
du0
，当
约为10∽12时，将会发生分离。
dx
在分离点之后，会形成尾涡区，同时在物体后端还 会出现具有涡旋运动的尾流，从而导致了物体形体 阻力Fdf的产生。
由于湍流边界层分离点较层流边界层靠后，故形成 尾流较小，形体阻力也较小，但并不意味着总阻力 较层流小。
2.8.2 边界层分离
不同形状物体表面上的边界层特征各不相同。
对于平壁板面，其边界层以外的流动是均匀的， 无速度梯度，也无压力梯度的。其边界层内压力在垂 直于流动方向上的变化可以忽略，所以，在同一x距离 处，边界层内外的压力均相同。
若在流动方向上的通道截面积发生变化（收缩或 者扩张），则边界层外的速度和压力沿流动方向均会 发生变化，它将对边界层内的流动有显著影响。正是 由于边界层内的压力沿流动方向的急剧变化，引起了 边界层分离这一重要现象。
dx
dx
一部分转变为动能，另一部分用于克服黏
性流动所产生的剪应力。到达B点时，速 度
达最大值，压力则为最小值。
过了B点，流速开始减慢，主流体和
边界层流体均处于减速、增加状态，称
为
dux 0 dp 0
逆向压力梯度，即 dx
，dx 。
在剪应力和逆向压力梯度的双重作 用
下，边界层流体的动能逐渐消耗殆尽， 而
像圆柱这样具有凸形的物体所产生的阻力都主要来 自自由压差所引起的形体阻力，只有在低Re下才考 虑摩擦阻力。
物体表面为流线型或平壁时，总阻力则以摩擦阻力 为主，形体阻力反而可以忽略不计。
分离实例
若流体速度较小，在圆柱体壁面形成的边界层为层流边界层 时，分离点将逐渐向上游移。如图2-30（a）
若流速较大，在在圆柱体壁面形成的边界层为湍流边界层时， 分离点位置更加靠后。如图2-30（b）
综上所诉，逆压梯度及壁面附近的黏性摩擦力是引起边界层分离
的两个必要因素。压力梯度与剪应力梯度相比足够大，就会发生分离
停滞点A的速度为零，压力最大；从A 到B，流速逐渐增加，压力逐渐减小，至B 点，速度达到最大值，压力则为最小值。
不可压缩流体流经圆柱体
因黏性作用，流体将在壁面四周形成 边界层，如图所示。
虚线表示流进曲面是的边界层厚度。
在B点前，流体处于加速、减压状态，
即 dux 0 ，dp 0 ，所损失的水头中，