從管口、孔口、狹縫射出，或靠機械推動，並同周圍流體摻混的一股流體流動。經常遇到的大雷諾數射流一般是無固壁約束的自由湍流。這種湍性射流通過邊界上活躍的湍流混合將周圍流體卷吸進來而不斷擴大，並流向下遊。射流在水泵、蒸汽泵、通風機、化工設備和噴氣式飛機等許多技術領域得到廣泛應用。
距射流源足夠遠處，湍性射流可以用邊界層理論進行分析。下面以不可壓縮流體的平面湍性射流（見圖）為例來說明，並設周圍流體處於靜止狀態。縱向平均速度ū(<x，y)不等於零的射流區是以中心線為界的上下兩個“邊界層”的組合。圖中虛線是通常邊界層理論意義下的邊界。在整個射流區內壓力幾乎不變。因此，對於定常平面湍性射流，以下湍流邊界層方程組（見湍流理論）近似成立：
式中ū、ῡ為
x、
y方向的平均速度；
ρ為流體密度；
τ為湍流剪應力。為求解以上方程組，首先必須寫出湍流剪應力表達式。根據渦粘性假設，
，
式中
ε
τ為渦粘性系數，它是
湍流的一個重要特征參數。此系數可用
L.普朗特提出的混合長
l表示，即
，
並假定混合長沿射流寬度保持不變，且
l(
x)～
b(
x)，這裡
b(
x)為射流寬度的一半。為瞭簡化分析，進一步假定射流各橫截面上的速度分佈具有相似性，即
。
根據以上方程和假定，H.賴夏特等對不可壓縮流體的平面湍性射流進行瞭完整的理論分析，求得與實驗相吻合的結果。其主要結果如下：①射流寬度同到射流源的距離成正比，即平面湍性射流的邊界是一條從射流源發出的直線，如果忽略雷諾數的影響，此射流大約以13°半角向後擴張；②射流速度分佈為
；③射流中心線上最大速度
同到射流源的距離的平方根成反比，因此，隨著此距離增大，射流最大速度越來越小。
軸對稱湍性射流的分析方法同平面湍性射流類似。不同的是，基本方程必須采用軸對稱邊界層方程，而且在結果中
～
x
-1，即射流中心線上最大速度比平面射流衰減得更快。
上面僅討論瞭不可壓縮流體的常壓自由射流。各種工程技術中遇到的射流要比這種射流復雜。因此，根據具體情況，還應當考慮射流的旋轉效應和三維效應、有壓力梯度的約束射流、超聲速（有波系的）射流、溫度分佈以及燃燒和相變，等等。此外，高速氣體射流會伴生相當強的氣動噪聲，也必須加以考慮。