837 
wicht en bepaalt de eigenlijke konvektie. Als vergelijking voor de 
werveling wordt dus in het volgende genomen : 
Öw . 
— = v A w — (v . v) W (4) 
ot 
Onmiddellijk is in te zien dat bij kleine stroomingssnelheid U en 
groote v (dus R klein) de werveling dooi’ de diffusie overal heen 
kan komen. Is daarentegen U groot en v klein (dus R groot), dan 
zal praktisch geen werveling tegen den stroom in diffundeeren : alles 
wordt naar achteren gespoeld. 
§ 3. Elementaire beschrijving van de strooming bij niet te kleine R 
(tig. 1—4). 
I. Brengt men een lichaam in een tevoren in rust zijnde vloeistof 
plotseling in beweging, dan heeft men buiten een oppervlak o u dat 
het lichaam op zeer geringen afstand e omsluit, in het eerste oogen- 
blik alleen met drukkrachten te doen, en daar deze kontinu zijn, 
zal in de vloeistof een werve/vrije stroom (potentiaalstroom) ontstaan. 
Beschouwt men de strooming op een tijdstip r na het in beweging 
brengen van het lichaam, dan zal e des te geringer kunnen zijn 
naarmate r kleiner is. Dus moet de aanvankelijke potentiaalstroom 
(wegens de kontinuïteitsvoorwaarde) bepaald worden door de bekende 
randvoorwaarde voor de potentiaal <p : 
waar V„ de normale komponente is van de snelheid van het lichaam 
in het beschouwde punt van het oppervlak. De aanvankelijke 
strooming is dus de potentiaalstrooming der klassieke hydrodynamika 
(Prandtl); dit is experimenteel bevestigd 1 ). 
Tusschen o u en het lichaam ontstaat een dunne ivervellaag, waar- 
van de sterkte bepaald is door: 
C dm 
I w d,7i = V s . (6) 
J ) L. Prandtl, Verhandl. des III. internat. Mathematiker-Kongresses, Heidelberg 
1904, p. 484. 
H. Rubach, Forschungsarbeilen herausgeg. v. Verein deutscher Ingenieure, 185, 
1916. 
Ook in het grensgeval van zeer groote wrijving (E — 0) vindt men volgens de 
rekenmethode van Stores dat de aanvankelijke beweging de gewone potenliaal- 
strooming is. Zie A. B. Basset, Hydrodynamics II (Cambridge 1888), p. 289 
(Art. 5051. 
Zie in verband hiermee ook beneden § 7. noot. 
54 * 
