A határréteg a test és a környező folyadék közötti interfész zóna a kettő közötti relatív mozgás során. Ez annak a következménye, viszkozitás a folyadék és fontos eleme áramlástani ( aerodinamika , hidrodinamika ), meteorológia , oceanográfiai , stb
Amikor egy állítólag rögzített test falán valódi folyadék áramlik, a falon a sebesség nulla, míg a végtelenben (azaz a testtől távol) egyenlő az áramlás sebességével. A fal normális helyzetében a sebességnek ezért minden esetben 0 és maximum között kell változnia. A variációs törvény a folyadék viszkozitásától függ, amely súrlódást vált ki a szomszédos rétegek között: ha két egymást követő réteget vesszük figyelembe, a lassabb réteg hajlamos lassítani a gyorsabb réteget, amely cserébe felgyorsul.
Ilyen körülmények között a magas viszkozitás a lehető legnagyobb mértékben kiegyenlíti a sebességet lokálisan. Éppen ellenkezőleg, ha a folyadék nem nagyon viszkózus, akkor a különböző rétegek sokkal függetlenebbek a szomszédaiktól: a sebesség a végtelenségnél a testtől rövid távolságra tartható, és kisebb sebességnél erősebben változik a sebesség közel a falhoz, amelyet határrétegnek nevezünk .
Az első esetben (a folyadék nagy viszkozitása) a viszkózus folyadék általános egyenleteit kell használni. A második (alacsony viszkozitású folyadék) esetében a határrétegben egyszerűsített egyenleteket lehet használni, kiegészítve kísérleti eredményekkel; a határrétegen túl a tökéletes folyadék egyenleteit is használjuk (a Bernoulli-egyenlet igazolható). Ez a helyzet, amikor a tökéletes folyadék ezen egyenleteit használjuk, természetesen a testet a határréteg által megvastagodottnak kell tekintenünk (azt mondjuk, hogy "hízott") (sematikus ábra, szemben azzal, ahol a határrétegek vastagsága eltúlzott.) A lefelé irányuló áramlás erős megvastagodása nem ennek az áramlásnak a leválásának felel meg, hanem a testen lévő határréteg megvastagodásának.
Valójában nem csak maga a viszkozitás a kritérium a test viszkozitásának megítéléséhez, vagy sem a testen folyó áramláshoz (vagy pontosabban annak viszkozitási fokához ). Mint mindig a folyadékmechanikában , ez egy dimenzió nélküli szám, amely kritériumként szolgál és jellemzi az áramlást: a Reynolds-szám . Ez leírja az inerciális erők és a viszkózus súrlódási erők arányát a folyadékban. Így a viszkozitás növelése helyett hasonló jelenséget (ugyanazt a Reynolds-számot és ezért ugyanazt az áramlást) kaphatunk a test sebességének vagy méreteinek csökkentésével.
A Granville fenti diagramján a határrétegek vastagsága eltúlzott. Az alábbi képek reálisabb képet adnak a vastagság alakulásáról egy 2D testen (12 karcsúsági profil, azaz 8,3% relatív vastagság), valamint a legkevésbé karcsú fordulatszámú L / D = 4 testen .
Az első ábrán azt vesszük észre, hogy ennél a hosszanti Reynoldsnál közel egymillióhoz a határréteg vastagsága a profil hátsó szélénél a profil vastagságának negyedének felel meg (ezzel a relatív vastagsággal) ). A turbulens határréteg megrajzolásához itt vettük a kapcsolatot:
mivel az abszcisszára épülő Reynolds.
A 3D fordulatszámú test határrétegének vastagságának változása (a következő ábra) bonyolult a hátsó testen azzal, hogy a test szakaszának kerülete csökken a lefelé eső pontig (ahol nulla) ) szerint a főnyomatéknál (a határrétegnél) lelassult gyűrű alakú folyadékszakaszt a lefelé irányuló ponthoz közeledve el kell osztani a test egyre kisebb kerületén: a koncentráció ezen jelensége miatt a határréteget ezért hogy megvastagodjon. Hoerner a Drag című művében egy 3D-s forradalmi testhez határréteg átmérőt ad a hátsó pontján:
a határréteg "alapvető" vastagsága a maximális átmérőnél .
A határréteg vastagsága a Reynolds-féle hosszanti profilon 1,7 millió.
A határréteg vastagsága a legkevesebb fordulatszámú testnél a hosszanti Reynoldsnál 1,3 millió.
A számított vastagság a határréteg a 3D test felett összhangban áll, hogy a mért Hugh B. Freeman Modell 1/ 40 -én a Akron léghajóját természetes mérete légfúvó Langley (image szemben mutatott): megjegyezzük ez a kép, hogy a vastagsága a test alján lévő határréteg e test maximális átmérőjének negyedét méri. Freeman (a határréteg nettó megvastagodása révén) megállapította, hogy a határréteg átmenete nagyon közel volt a test orrához (kicsit a 0. állomás előtt). Ez a kissé várt átmenet a szélcsatornák turbulenciájának köszönhető. Mindenesetre az így mért (és meghúzott) határréteg jól reprezentálja a nagyon jól profilozott testek teljesen turbulens határrétegeit .
A koncepció a határréteg mutatták be a Ludwig Prandtl a 3 -én Nemzetközi Matematikai Kongresszus Heidelberg 1904 augusztusában ő szöveget „, amely jelzi a kezdetét a megértés az ember dinamikájának reális folyadékok», azonban felkeltette kevés érdeklődést külföldön , talán azért, mert a határréteg fogalma önkényesnek és homályosnak tűnt.
Bár Heinrich Blasius , egyik Prandtl első tanulók, javasolt 1908-ban egy számítási módszerét a lamináris határréteg ( Blasius egyenlet ), és hogy Prandtl, 1912-ben, mesterien magyarázza a drag válság a gömb mennyiségileg Gustave Eiffel tulajdonítják, hogy az átmenet a a határréteg lamináris állapotból turbulens állapotba, több évtized kellett ahhoz, hogy a határréteg koncepciója beépüljön a folyadékmechanika gondolkodásába . E tekintetben feltárható, hogy a Prandtl (1905-ben megjelent) alapító szövegét csak 1927-ben fordította le a NACA (bár 1915-ben alapították).
A határréteg meghatározása abban rejlik, hogy az áramlás azon területét képviseli, ahol a viszkózus hatások legalább ugyanolyan fontosak, mint a tehetetlenségi hatások (nagyságrendileg). Valójában nem ez a helyzet a faltól távol, ahol az áramlást akkor „Eulerian” -nak mondják, és ahol a viszkózus hatások alig érezhetők. A tökéletes folyadék definíció szerint nem vezetőképes és nulla Lamé-együtthatóval rendelkezik (azaz nincs viszkozitása).
A vastagság a határréteg úgy definiáljuk, mint a vastagsága, amelyben a folyadék részecskék átlagos sebesség (szerinti ) , hogy a sebesség a „külső” flow, vagyis „a tetején” a határréteg és lény az abszcissza a megállóból. Ezt a meghatározást könnyebb vizualizálni annak a határrétegnek a számára, amely a lapos lemez mindkét oldalán olyan áramlásban alakul ki, hogy a "külső" sebesség és nyomás állandó legyen (mint a külső sebességgel ellentétes képen ).
Meg kell jegyezni, hogy a határréteg vastagsága az abszcissza függvényében változik a megállási ponttól kezdve.
A határrétegen belüli sebességprofil annak állapotától függ, amely lehet lamináris (a szemközti ábrán világos kékkel) vagy turbulens (narancssárga). Az abszcissza (a leállási ponttól mérve), ahol a lamináris állapotból a turbulens állapotba való átmenet bekövetkezik, függ az alapuló Reynolds-számtól , a megállási ponttól származó abszcisszától, valamint a test geometriájától, amikor ez a test nem egy lapos lemez ellentétes, érdessége és az áramlás turbulenciája. A lamináris határréteg és a turbulens határréteg között van egy átmeneti zóna.
Ezen a diagramon megjelennek a két lamináris és turbulens határréteg sebességprofiljának nevezett elemek. Ebben az áramlásban a Reynolds-szám ( az áramlás teljes hossza alapján) elég magas: a határréteg az abszcisszában megkezdi átmenetét a turbulens rezsimbe .
Nagyon különleges esetekben vagy a folyadék mozgási egyenletei lineárisak, mivel a diffúziós jelenségek dominálnak, az áramlás (és a határréteg) pedig lamináris ( Stokes-áramlás ).
A határrétegek figyelemre méltó tulajdonsága (és ami nagyban megkönnyíti koncepciójuk használatát) az, hogy a határréteg feletti (vagy azon kívüli ) nyomás a határréteg belsejében, a test falán egy normál irányban, a falig terjed. Ez a tulajdonság lehetővé teszi, hogy a folyadékmechanika, amikor a test felületén méri a helyi nyomást, kiterjesztheti ezt a nyomást a határréteg teljes vastagságára, és különösen annak tetején , az áramvonalra, ahol l Bernoulli egyenlete újra alkalmazhatóvá válik.
Elméleteik finomításával és a mérések szélcsatornában történő felhalmozásával az úttörő tudósok meglehetősen helyes közelítéseket kaptak a test falán lévő folyadékáram által helyileg kifejtett súrlódásról.
Ezen eredmények elérése érdekében fel kellett tenniük azt a hipotézist, miszerint a testtel érintkező folyadék részecskék a test sebességével (tehát relatív sebesség nélkül) voltak: ez a híres csúszásgátló állapot, olyan állapot, amely a gyakorlatban , még soha sem érvénytelenítették (bár ez alig intuitív az olyan folyadékok esetében, mint a levegő, amelyek úgy tűnik, nem "nedvesítik" a bennük mozgó testeket).
A test falán a folyadékáram által kifejtett lokális súrlódást stresszként definiáljuk, nevezetesen az elemi felületen fellépő helyi erő hányadosa ennek az elemi felületnek a területe. Ez a lokális súrlódás erősebb a turbulens határrétegnél, mint a lamináris határrétegnél, és erősebb a test megállási pontja közelében is, mint annak lefelé irányában.
Számszerűsíteni tudjuk ezt a lokális súrlódást (amelynek az egész testre történő integrációja adja a súrlódást) a helyi. Bizonyos ismert esetekben azonban a teljes anyag felhasználható közvetlenül (már beépítve a test teljes felületére, a nedves felületre hivatkozva ).
Ehhez az összeghez (amelyet egy megadandó területre, például a test teljes nedvesített területére vonatkoztatva számolunk ) hozzá kell adni természetesen a számszerűsítéshez szükséges nyomást (természetesen ugyanarra a területre vonatkoztatva számítva). a test teljes összege a felhasznált felületre vonatkoztatva.
A határréteg két állapotának láthatóvá tétele érdekében a vizsgálandó testen eloszló illékony folyadék elpárologtatására alapozhatjuk: ez a párolgás, gyorsabban a turbulens határréteg számára, lehetővé teszi az Transition abscissa jó meghatározását. valamint a helyi asperitások által létrehozott idő előtti átmenetek kiemelése. Másrészt a mikro Pitot-csőhöz csatlakoztatott sztetoszkóp használata lehetővé teszi a határréteg állapotának hozzávetőleges akusztikai meghatározását: lamináris állapotában a határréteg szinte csendes, míg turbulens állapotában hangos hangot ad ki gördülő zaj vagy mennydörgés, ez a zaj az átmeneti zónában erősebb.
A súrlódási erő számszerűsítése nyilvánvalóan a határréteg kutatásának forrása. Például egy Airbuson az aerodinamikai ellenállás 45% -a a repülőgép külső felületein lévő levegő súrlódásából származik.
Bár lokálisan a súrlódás lineáris jelenségnek tekinthető (ezt láthatjuk a Stokes Flow-ban ), a mérnökök számára a súrlódást egy dimenzió nélküli súrlódási együtthatóval számolják, amelyet a dinamikus nyomásra hivatkozva állapítottunk meg (amely arányos a sebesség), ami nagyon ellentmondásos (ez a súrlódási együttható azonban erős függést mutat a jelenséget irányító Reynolds-számtól). A súrlódási együtthatót a következőképpen határozzák meg:
meghatározás ahol:
a súrlódási együttható, a súrlódás miatti ellenállás része, a folyadék sűrűsége, az áramlás sebessége, a test nedves felülete , az áramlás dinamikus nyomása.A határréteg elvileg összehasonlítható módon alakul ki az áramlással párhuzamos síklemezen, valamint megfelelően profilozott 2D és 3D testeken (például szárny- és törzsprofilokon). Az ilyen testek elején, valójában a megállási ponttól kezdve egy lamináris határréteg képződik, amely lamináris határréteg a megállási ponttól egy bizonyos távolságban áttér a lamináris rendszerről a turbulens rezsimre. Bár ugyanabban a nagyságrendben, a súrlódási erők kissé erősebbek a 2D (szárnyak) és a 3D profilú testek esetében (a lapos lemezekhez képest) (lásd alább).
A lamináris határréteg súrlódási (vagy súrlódási) együtthatót eredményez, amely a következő képlettel számszerűsíthető:
A Blasius-képlet adja meg az összeget a test felületén, amelyet lamináris határrétegben fürdettek (a lamináris határréteggel fürdett testrésznek nem feltétlenül azonos hosszúságú a felső és az alsó felülete. szárny, nem szimmetrikus 2D testekhez vagy beeséshez).
Ebben a Blasius-képletben a Reynolds a lamináris határréteg által fürdett test hosszán alapul. Az alábbi grafikonon a Blasius-képletet zöld görbe képviseli (amelyet " laminárisnak" jelölünk ).
Amikor ebben a képletben kifejezzük a Reynolds-okat, látjuk, hogy ez úgy alakul ( mint az áramlás sebessége).
Ezt a Blasius-képletet a Reynolds 1000 felett érvényesnek tekintjük (a Reynolds 1000 alatt tisztán viszkózus áramlásokhoz közelítünk).
Ugyanez a képlet addig marad érvényben, amíg a helyi Reynolds el nem éri azt az értéket, ahol a határréteg átmenet bekövetkezik (lásd pl . A gömb és a henger húzási válságát ), ezt a kritikus Reynolds-ot fel lehet venni, első közelítésben 500 000-re (bár ez függ a test érdessége, valamint a nyomáseloszlás a felületén).
Amikor a határréteg áttér a lamináris rezsimről a turbulens rezsimre, a súrlódási lokális fokozatosan erősödik (4 vagy 5-szeresére). A lemez összege tehát egyértelmű inflexiót jelez (alul fukszia átmeneti görbék, ezek a görbék mindegyike egy bizonyos Reynolds átmenetnél keletkezik).
A teljesen turbulens határréteg az alábbiak egyikét eredményezi:
Ez a képlet, ahol a Reynolds a lemez vagy a test teljes hosszán alapul , a Schoenherr-vonal hatványtörvény-regressziója (amelyet a grafikonon piros jelek ábrázolnak), ezt a vonalat Schoenherr adja meg formában , tehát inverz függvény, amelyet az alábbiakban adunk meg.
Ez a teljesítménytörvény-visszafejlődés a Reynolds hosszanti tartományában 10 millió és 1 milliárd között érvényes.
Egy másik lehetséges hatalmi törvény regresszió a következő:
Ez a Reynolds hosszanti 1–100 millió tartományában érvényes (ez a tartomány tehát a repülési igények többségét lefedi).
Schlichting képlete viszont érvényes a Reynolds hosszanti tartományában, Milliótól milliárdig:
Hama regresszióként javasolta a Schoenherr-vonalra a következő egyenletet:
Ez ad ez az egyenlet pontos jobb, mint a Reynolds tartományban a .
A fenti grafikonon a görbéket szaggatott vonalakkal meghosszabbítottuk érvényességi tartományukon kívül.
A négy előző képlet érvényességi tartományában megadja a teljesen turbulens határrétegben (a leállási ponttól kezdve) fürdött lapos lemezek teljes számát. Ezek a Schoenherr-vonal fél-empirikus regressziói , egy inverz függvény, amelyet a tapasztalatok határoztak meg.
Ezt a Schoenherr-vonalat az inverz függvény húzhatja meg :
Nagyon hasznos megjegyezni ennek a súrlódási tényezőnek a nagyságrendjét a turbulens határrétegben (bár ez nyilvánvalóan az áramlás Reynolds-jától függ): 3 ezrelék körül , ez az átlagérték első közelítésként használható.
Abban az esetben, ha a határréteg tartalmaz egy első lamináris részt és egy második turbulens részt, úgynevezett átmeneti görbék adják például:
lévén a test hosszanti Reynolds és a kritikus Reynolds, azaz a Reynolds a test abszcisszája alapján, amelynél a lamináris határréteg megkezdi átmenetét a turbulens rezsimbe.
Azonban egy vegyes határréteggel bevont test (először lamináris, majd átmeneti zóna után turbulens) meghatározásához kivonhatjuk a test teljesen turbulensben számított ellenállását is a testrész turbulens ellenállásáról . teljesen lamináris határréteget, és adja hozzá az eredményhez a test lamináris részének lamináris ellenállását.
Mivel a lamináris határrétegben fürdött felület a teljes felület szorzatának felel meg, az egyenlethez jutunk:
Így találta meg az átmeneti görbéket Prandtl. Természetesen ez a módszer közelítő, mivel azt feltételezi, hogy a turbulens határréteg a lemez elülső szélén, míg a lamináris határréteg átmenete után keletkezik.
Az előző grafikon a síkra és a sima lemezekre vonatkozik (tangenciális áramlásban és nyomásgradiens nélkül).
Durva lapos lemezek esetében (mindig tangenciális áramlásban és nyomásgradiens nélkül) a súrlódási együttható szinte állandó egy bizonyos Reynolds-tól (ezek az alábbi grafikon barna szintű görbéi):
Az állandó lépések ordinátáját az egyenlet adja:
egyenlet hol van a lemez hossza és az asperitumok átlagos magassága a vályú aljától a csúcs tetejéig mérve. tehát a relatív érdesség inverze.
James Barrowman McNerney-re (1963) hivatkozva megadja az egyenletet azokra a szakaszokra, ahol a konstans:
egyenlet hol van a relatív érdesség.
Ez az egyenlet nagyjából ugyanazokat az eredményeket adja (kivéve a relatív érdességet ).
A kanál görbék , hogy megelőzik a folyamatos lépéseket támogatta itt Frank. M. White az 1/7-es regresszióról, de más szerzők ezeket a kanálokat a 2,58 Ln teljesítményű regresszióra alapozzák .
A gyakorlatban, a növekvő Reynolds, a turbulens Cf görbét követi, amíg a kanál görbe megfelelő relatív érdesség eléréséig. Ezt az utolsó görbét használjuk. A kritikus Reynolds amelyben áthaladásra a görbe az turbulens, hogy az egyik kanál görbék a kvázi-állandók zajlik, Barrowman ad:
A szimmetrikus profilok átlaga beesés nélkül (tehát az áramlás dinamikus nyomása és a súrlódást létrehozó felület súrlódása miatti ellenállás részének hányadosa) megnövekszik az áramlás túlzott sebessége miatt a test. Ez a relatív sebesség, egy beesés nélküli szimmetrikus profil esetén, a relatív vastagsággal arányos , Hoerner megadja a hozzávetőleges képletet a beesés nélküli szimmetrikus profil súrlódó szárnyához:
a hosszanti Reynolds sík lapja, mint a profil, és az együttható annak a ténynek köszönhető, hogy a profilnak két oldala van.Ez a szabály a relatív vastagságú profil súrlódási szárnyának növekedését adja . Más szerzők ugyanakkor nagyságrendet adnak az azonos profilú súrlódó szárny növekedéséhez .
Hoerner hozzáteszi, hogy az ilyen profilok Cx szárnyának többi része (ami egy szárny esetében nagyon alacsony, de érzékenyebb például a lepel burkolására).
Ehhez hasonlóan Hoerner hozzávetőlegesen megfogalmazza a 3D profilú forradalmi testek súrlódását incidencia nélkül ( nedves felületük alapján). Ez a súrlódás az , hogy a síklemez ugyanazon a hosszanti Reynolds-szal van, mint a test, ennek a testnek az átmérője és hossza.
Hoerner azt is kiszámítja, hogy ehhez a súrlódáshoz hozzáadva megkapja az ilyen nem ütköző 3D profiltestek teljes értékét (azaz súrlódást és az áramlás szétválasztása miatt) ( még mindig nedves felületük alapján).
A Desktop Aeronautics Inc. Aircraft Design Synthesis and Analysis című könyve a maga részéről egy azonos típusú (~ 7% -kal erősebb) görbét javasol, amely ugyanazt az alaki tényezőt adja . A 6 és 10 karcsúság között formában linearizálható ( ezért a 6 karcsúságnál ~ 1,22, a 10 karcsúságnál pedig ~ 1,08).
Az alábbi táblázat (James Barrowman-tól vett) abszolút érdességet ad. A relatív érdesség megszerzéséhez (amelyet a fenti képletek használnak) egyszerűen ossza el ezt az abszolút érdességet a testhosszal ugyanazon egységben (például a szárnyakkord vagy a törzshossz).
Terület | Érdesség (mikron) |
---|---|
Csiszolt "tükör" | 0 |
Jelenlegi üveg | 0.1 |
Csiszolt felületek | 0.5 |
Repülési lap | 2 |
Kiváló permetezés | 5. |
Gyalult fa tábla | 15 |
Szabványos repülési festék | 20 |
Csupasz horganyzott acél | 50 |
Terület | Érdesség (mikron) |
---|---|
Jól simított cement | 50 |
Aszfalt burkolat | 100 |
Tüzihorganyzott lemez | 150 |
Rosszul festett repülőgép | 200 |
Öntött acél felület | 250 |
Nyers fa deszka | 500 |
Átlagos betonfelület | 1000 |
A határrétegegyenletek megértése és modellezése talán az egyik legfontosabb előrelépés a folyadékdinamikában. A skálaelemzés segítségével a Navier-Stokes-egyenletek egyszerűsített formában írhatók. Az eredeti Navier-Stokes egyenletek ellipszisek, míg az egyszerűsített egyenletek parabolikusak. Ez nagyban leegyszerűsíti az egyenletek megoldását. Az egyszerűsítés azon a téren, amelyen a folyadék áramlik, kettéválasztásra épül: a határrétegre és a tér többi részére (a többit sok módszerrel könnyű megoldani). A határréteget ezután könnyen megoldható részleges differenciálegyenletek irányítják. A Navier-Stokes és a folytonossági egyenletek a derékszögű kétdimenziós áramláshoz a derékszögű koordinátákban:
vagy:A magas Reynolds-számmal rendelkező folyamat egyszerűsíthető. Az egyszerűsítés a tér két régióra osztása. Az első az a régió, ahol a folyadék áramlását nem befolyásolja a viszkozitás - a tér nagyobb része -, a másik - a doménfelületekhez közeli - az a régió, ahol a viszkozitás fontos szerepet játszik (határréteg). Ekkor u és v az aktuális vonal sebessége, illetve a határrétegen belüli jelenlegi vonal normál sebessége. A skálaelemzés segítségével a határréteg mozgásegyenletei egyszerűsödnek és a következőkké válnak:
és ha a folyadék összenyomhatatlan, akkor ez a helyzet egy folyadékkal szokásos körülmények között:
Az aszimptotikus elemzés azt mutatja, hogy v , a normál sebesség, kicsi az u-hoz , az áramvonal sebességéhez képest , és hogy az áramvonal irányú variációinak tulajdonságai általában kevésbé fontosak, mint a normál irányban.
A p statikus nyomás független y-tól , így a határréteg szélén lévő nyomás az áramvezeték nyomása. A külső nyomást Bernoulli tételének alkalmazásával lehet kiszámítani . Ekkor u 0 a folyadék sebessége a határrétegen kívül, ahol u és u 0 párhuzamosak. P helyettesítésével az egyenletek:
határfeltételekkel
Olyan folyadék esetében, amelyben a p statikus nyomás nem függ a folyadék áramlási irányától:
ezért u 0 állandó marad.
A mozgás egyszerűsített egyenletei a következők:
Ezeket a közelítéseket számos tudományos és mérnöki problémánál alkalmazzák. Az előző elemzés bármilyen határréteget érint (lamináris vagy turbulens), de az egyenleteket elsősorban a lamináris határréteg tanulmányozására használják. Valójában az átlagos sebesség megfelel a pillanatnyi sebességnek, mivel a sebességingadozások hiányoznak.
A turbulens határréteg kezelését megnehezíti az áramlás időváltozótól való függése. Az egyik leggyakoribb technika, amikor az áramlást turbulensnek tekintik, a Reynolds-bontás alkalmazása . Ebben az esetben az áramlás pillanatnyi tulajdonságai felbomlanak az átlag és az átlagnál ingadozások között. Ezt a technikát alkalmazva a határréteg-egyenletek egy teljesen turbulens határréteget eredményeznek:
Ugyanazon számítási technikát alkalmazva a pillanatnyi egyenlethez, az egyenletek klasszikus formájúvá válnak:
A turbulens határréteg további kifejezése "Reynolds-féle közös stressz" néven ismert. A turbulens határréteg-egyenletek megoldásához turbulencia-modellek szükségesek , amelyek célja a megosztott Reynolds-stressz kifejezése az áramlási változók és származékaik ismert kifejezéseiben. Ezeknek a modelleknek a pontatlansága és nem általánosítása jelenti a legfőbb akadályt a turbulens áramlások tulajdonságainak előrejelzésében a folyadékdinamika tudományában.
A peremrétegnek nagy szerepe van a repülőgép szárnyának teljesítményében: például a peremréteg leválása egy repülőgép szárnyán az emelés csökkenését és a szárny ellenállásának növekedését okozza , ami a a repülőgép aerodinamikai teljesítménye. A határréteg leválása akkor következik be, amikor a szárny beesési szöge túl nagy lesz, ami gyakorlatilag megfelel a repülőgép orr-felfelé irányuló helyzetének (például leszálláskor). Ha ez a szög túl nagy, akkor bekövetkezik az elakadási jelenség : a határréteg erősen leválik, és az emelés nagyon jelentősen, többé-kevésbé hirtelen leeshet. Ez a jelenség számos légi baleset oka, az emelés elvesztése a repülőgép irányításának elvesztéséhez vezethet.
Bizonyos síkokon vannak kis pengék, amelyeket vagy a szárnyakra, vagy a törzs hátsó részére helyeznek, és amelyek turbulens határréteget képeznek, amely ellenáll a leválásnak. Ezeket a pengéket " örvénygenerátoroknak " nevezzük .
MellékhatásokA határréteg komolyan megzavarhatja a sugárhajtású motor működését, egyrészt a motor által bevitt légáramlás turbulenciája miatt, másrészt csökkentve annak hatékonyságát a pelenka szintjén lévő alacsony levegősebesség miatt. Ez a probléma nem akkor merül fel, ha a légbeömlő elülső (a repülőgép orrában van), vagy ha a motor egy szárnyak alatt rögzített peremben van (a polgári repülőgépek túlnyomó többségénél).
Másrészt, ha a légbemeneti nyílás a törzs mentén helyezkedik el (különösen katonai repülőgépek esetében), akkor ez utóbbitól általában kissé eltávolításra kerül, hogy a határrétegen kívülre kerüljön. Fémlemezt néha közvetlenül a levegőbemenet előtt adnak hozzá, hogy a határréteget a törzshöz tartsa: ezt „határréteg-csapdának” nevezik.
A légköri határréteg (vagy bolygóhatárréteg , vagy súrlódási határréteg ) az a légkör azon része, amelyben a bolygó felszínén (talaj vagy víztömeg) lévő levegő súrlódása lelassítja a szelet. Ennek a légköri határrétegnek a magassága 50 m és 3 km között változik, a levegő stabilitásától és a felület érdességétől függően, átlagosan 1500 méter. Ezen légköri határréteg fölött húzódik az úgynevezett szabad légkör (implicit "a föld hatásától mentes", de nem a Coriolis-erő vagy mások hatásától): minél magasabbra emelkedik a szabad légkör, annál nagyobb a szél megközelíti (erőben és irányban) a geosztrofikus szelet .
A atmoszférikus határréteg maga lehet két részre osztható: A felületi réteg , ahol csak a fékezés miatt a felület érezhető, és a Ekman réteget , ahol mind a fékezés miatt a felület és a Coriolis-erő:
Ez az a réteg, amelyben a levegő súrlódása érezhető leginkább a bolygó felszínén (talaj vagy víztest). A szél ennek a rétegnek minden magasságában többé-kevésbé rögzített irányt tart, de sebessége a magassággal csökken, és ez egyre inkább a felszínhez közeledve (mint például a test felületén lévő áramlófolyadék esetében) . Ezt a felszíni réteget a Météo-France adta meg, mivel képes 10 m és 100 m közötti magasságot mérni (átlagosan 50 m körüli értékkel ). Megjegyezhetjük, hogy a felszíni rétegben csak a bolygó felszínének hatása érezhető.
A felszíni réteg felett fekszik az Ekman réteg , amelynek vastagsága nagyságrend szerint 10-szer nagyobb, mint a felszíni rétegé. Ebben az Ekman-rétegben érezhető mind a bolygó felszínéből fakadó lassulás (de kevesebb, mint a felszíni rétegben ), mind a Coriolis-erő, amely hajlamos módosítani a szél irányát. Az említett Coriolis-erő (a Föld forgása miatt) egyre inkább domináns lesz (összehasonlítva a felszín miatt bekövetkező lassulással), mivel az egyik magasabb ebben az Ekman-rétegben . Ez a két kombinált hatás (lassulás és Coriolis) az Ekman rétegben a szél magasság szerinti forgását (erősebb forgás a felső részen), valamint a sebesség csökkenését eredményezi, amikor az Ekman fenekéhez közeledünk. réteg , így az ebben az Ekman rétegben található szélvektorok alkotják az úgynevezett Ekman spirált .
A felületi réteg alján is megkülönböztethető egy durva alréteg, ahol a hőig terjedő dinamikus eredetű magas turbulencia van. Ez a durva alátét városi területeken akár több méter magas is lehet.
A meteorológiában elengedhetetlen az anyagcsere, az energia és a bolygó határrétegén belüli mozgás. Ez tartalmazza a legtöbb mezoskálájú elemek , melyek a megindítását mély konvekció és még sok olyan elem, amely vezet szinoptikus méretű rendszerek . A határréteg paraméterezése ezért elengedhetetlen a numerikus időjárás-előrejelzési modellek kidolgozása során .
A légköri határréteg logaritmikus modelljeA légköri határréteget logaritmikus felületi rétegnek is nevezzük, mert a szél függőleges profilját ott logaritmikus variációval modellezhetjük a felülettől mért magasság függvényében . Ez a logaritmikus törvény jó eredményeket ad a légkör első 100 méterén (a felszíntől). 100 méter felett a légköri határréteg tetejéig pontosabb a hatalmi törvény ( semleges légkör esetén ).
Például a határréteg mindennapi életre gyakorolt hatására emlékezhetünk arra, hogy a szélturbina rotorjai a lehető legmagasabban helyezkednek el a talaj felett, hogy kihasználják a kellően erős szél előnyeit, teljesítményük hozzávetőlegesen arányos a szél kockájával sebesség.
A légköri határréteg egyszerűsített ábrázolásainak érvényességi határaAz ebben a cikkben tárgyalt légköri határréteg egyszerűsített ábrázolása azon a feltételezésen alapul, hogy a légkör semleges (vagyis a légrészecske magasságának véletlenszerű változása nem fog növekedni, és nem is csökkenti az Archimédész-tolóerőt, amelyet ez a részecske más részecskéktől kap) ). Ez a feltételezés, hogy a légkör semleges, akkor elfogadható, ha az átlagos szél 10 m magasságban meghaladja a 10 m / s-t : a turbulenciával történő keveredés felülmúlja a légkör instabilitását.