. 838 
(s duidt hier een tangentieele richting in een punt van het opper- 
vlak aan). x ) 
In fig. 1 is het „relatieve” stroomingsbeeld geschetst voor het 
twee-dimensionale geval, het lichaam is hier een cirkelcilinder. 
II. De bovengenoemde wervellaag „vloeit uit” door de diffusie, 
wordt dikker: de werveling geraakt in de strooming en wordt mee- 
gespoeld naar de achterzijde van het lichaam. Zie tig. 2 (het gestip- 
pelde kringetje in het wervelgebied geeft de rotatie-richting aan). 
Wanneer de hoeveelheid werveling achter het lichaam een bepaalde 
grootte heeft gekregen, gaat een gedeelte der vloeistof aldaar in haar 
geheel roteeren of in de rondte stroomen, m. a. w. achter het lichaam 
ontstaan aan weerszijden van de symmetrie-lijn kringstroomen (zie 
fig. 3) a ). Aan de achterzijde van het lichaam is dus een strooming 
naar voren; aan de voorzijde blijft de strooming zooals ze was, naar 
achteren gericht; er moet derhalve aan beide zijkanten een punt 
zijn waar de strooming loslaat van den wand (bij omwentelings- 
lichamen zal dit geschieden langs een parallelcirkel). 
Aan de achterzijde van het lichaam ontstaat nu een wervellaag, 
waarvan de rotatie tegenovergesteld is aan die van de voorzijde (in 
de figuur door gestippelde, horizontale arceering aangegeven). 
III. Men zou verwachten dat na eenigen tijd een stationaire toe- 
stand ontstaat, ongeveer als in fig. 4 is geschetst, waar de diffusie 
en de konvektie evenwicht met elkaar maken. Inderdaad blijkt dit 
niet het geval te zijn : de strooming begint, nadat een toestand 
als fig. 3 aangeeft, gepasseerd is, te fluktueeren; ze wordt meer 
of minder „turbulent”. In plaats van de gelijkmatig verloopende 
wervelverdeeling komt er een min of meer onregelmatige; de 
werveling „koaguleert” als het ware, zoodat gebieden met sterke 
werveling (wervelkernen) ontstaan, verspreid in een minder sterk 
wervelende massa. 
x ) De limiet van e voor r = 0 wordt bepaald door de werkingssfeer der mole- 
kulaire krachten aan den wand van het lichaam. Zoolang men de vloeistof als een 
kontinuum beschouwt, kan dit als oneindig klein gelden. 
s ) De hier gegeven redeneering beoogt natuurlijk hetzelfde als die van Prandtl 
( l.c.); bovenstaande vorm is gekozen om de uitbreiding der werveling te illustreeren. 
Dat de opeenhooping van werveling een in de rondte stroomen van de vloeistof 
teweegbrengt, zal waarschijnlijk alleen waar zijn bij hooge waarden van R (als de 
werveling niet te zeer verdund is). Het kan slechts in het grensgeval van zeer 
groote R met behulp der formules aangetoond worden (zie beneden, § 7 en 8). 
Op de foto’s van Rubach (l.c.) ziet men dat deze kringstroomen op kleine 
schaal ontstaan vlak achter den cilinder, aan weerszijden van het punt waai- 
de strooming samenkomt. Theoretisch is dit nagegaan door Blasius (zie citaat 
§ 8 ). 
