由於壓力方程式式(25)為一非線性 ODE，故需利用數值方法 Runge-Kutta Method 求解，並檢測其是否收斂，速度場是否維持震盪，進而決定臨界壓降。
已知壓力求解速度場之範圍變大。另一方面我們透過求解壓力方程式式(25)，亦可得
3.2 由已知速度求解壓力分布
在此節中，我們先由已知速度 (給定無因次中心速度為 F0 cost) 求解出壓力 場，後續的分析工作將在第四章及第五章進行。圖 4 (a)為震盪角頻率 = 1 rad s-1 及 入出口長度比 h/R = 0.002 的情況下 (此時 Womersley number Wo 尚小，暫態項影響不 大)，由圖 4(a)得知，不管是在 Reynolds number Re = 10 或 Re = 30，壓降 Δp 與體積 流率 Q 間無相位差，且當半角較大，壓降Δp 振幅將變小，但逆向壓力梯度變強；
另一方面，當 Reynolds number Re 較大，在相同的半角下，壓降Δp 振幅將變大，
逆向壓力梯度變強。圖 4(b)為震盪角頻率 = 1 rad s-1 及入出口長度比 h/R = 0.2 的情 況下 (此時 Womersley number Wo 較大，暫態項影響效果大)，由圖 4(b)得知，不管 是在 Reynolds number Re = 10 或 Re = 30，壓降 Δp 與體積流率 Q 間具 90°的相位差，
且當半角較大，壓降Δp 振幅將變小；另一方面，當 Reynolds number Re 較大，在 相同的半角下，壓降Δp 振幅將變大。圖 4(c)為震盪角頻率 = 0.01 rad s-1 及入出口 長度比 h/R = 0.02 的情況下 (此時 Womersley number Wo 尚小，暫態項影響不大)，由 圖 4(c)得知，不管是在 Reynolds number Re = 10 或 Re = 30，壓降 Δp 與體積流率 Q 間無相位差，且當半角較大，壓降Δp 振幅將變小，但逆向壓力梯度變強；另一方 面，當 Reynolds number Re 較大，在相同的半角下，壓降Δp 振幅將變大，逆向壓 力梯度變強。圖 4(d)為震盪角頻率 = 100 rad s-1 及入出口長度比 h/R = 0.02 的情況 下 (此時 Womersley number Wo 較大，暫態項影響效果大)，由圖 4(d)得知，不管是 在 Reynolds number Re = 10 或 Re = 30，壓降 Δp 與體積流率 Q 間具 90°的相位差，且 當半角較大，壓降Δp 振幅將變小；另一方面，當 Reynolds number Re 較大，在相 同的半角下，壓降Δp 振幅將變大。
3.3 邊界層分離
邊界層分離是一種流體的現象，定義為原本緊貼物體表面流動的邊界層脫離物體
表面。由於黏滯力的作用，在靠近固體表面的流體會出現邊界層，若邊界層受到逆向 壓力梯度的影響，使得邊界層在靠壁面處產生反曲，此時就會出現u/nwall 0邊界 層分離的現象，此時流體的流動脫離物體的表面，在靠壁面處產生回流。
Rosenhead [14] 對擴散器的穩態流動作出相關分析，對於 α < π/2，純內流總是可 能的，反之對於純外流則受限於一 Reynolds number，當超過此 Reynolds number 則會 產生回流，大致區間為 Reynolds number Re > 10.31/α。
對於暫態流動，由式(13)我們發現速度分布形態與震盪角頻率的變化無關，這 意味著流場分離現象亦不受震盪角頻率影響，僅與無因次中心速度 F0與半角α 有 關。因此對於我們所提出的兩非平行板間之二維週期性暫態黏性流動問題，回流大致 區間亦為 Reynolds number Re > 10.31/α 為限，不隨震盪角頻率而有所改變。如圖 5 所示，在此 Womersley number Wo 為震盪角頻率無因次化，定義為Woh