不同攻角下繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空化流動(dòng)特性研究

楊龍， 胡常莉， 羅倩

(南京理工大學(xué) 能源與動(dòng)力工程學(xué)院， 江蘇 南京 210094)

0 引言

航行體在水下高速航行時(shí)會(huì)在航行體頭部附近形成低壓區(qū)，當(dāng)該壓力低于水的當(dāng)?shù)仫柡驼羝麎簳r(shí)，航行體周圍就會(huì)產(chǎn)生空化現(xiàn)象?？栈F(xiàn)象會(huì)影響航行體在水下運(yùn)動(dòng)的受力特性及運(yùn)行的穩(wěn)定性[1]。隨著空化數(shù)的降低，空化的發(fā)展程度可以分為初生空化、片狀空化、云狀空化和超空化[2]。初生空化是空化發(fā)展的最初階段，初生空化的研究涉及到空化的形成機(jī)理及生成條件，對(duì)后續(xù)空化發(fā)展以及抑制空化等研究起著重要作用。在附著型流動(dòng)中，近壁面流動(dòng)狀態(tài)對(duì)初生空化具有十分重要的影響[3]，因此研究不同來(lái)流條件下的初生空化特性，對(duì)于附著型初生空化流動(dòng)的研究是十分有意義的。

過(guò)去幾十年里，人們對(duì)附著型初生空化流動(dòng)進(jìn)行了廣泛研究。Lmdgren等[4]和Johnsson[5]對(duì)繞回轉(zhuǎn)體初生空化流動(dòng)進(jìn)行了大量實(shí)驗(yàn)研究，觀察到兩種不同的初生空化形態(tài)，分別為游離態(tài)空泡團(tuán)和“指狀”附著空穴，他們認(rèn)為產(chǎn)生不同空泡形態(tài)的原因是繞流運(yùn)動(dòng)是否產(chǎn)生了邊界層分離。文獻(xiàn)[6-7]采用全息攝影技術(shù)觀測(cè)了繞回轉(zhuǎn)體的初生空化流動(dòng)，發(fā)現(xiàn)初生空化發(fā)生在流動(dòng)分離區(qū)域，隨后采用紋影法觀察了繞不同頭體的空化流動(dòng)，總結(jié)出一套可以預(yù)測(cè)光滑體空化分離位置的半經(jīng)驗(yàn)方法。隨著技術(shù)的發(fā)展，高速攝像系統(tǒng)、粒子圖像測(cè)速(PIV)系統(tǒng)、激光多普勒測(cè)速(LDV)系統(tǒng)、微型傳感器等先進(jìn)實(shí)驗(yàn)技術(shù)開(kāi)始廣泛應(yīng)用于空化實(shí)驗(yàn)[8]。Wang等[2]利用高速攝像系統(tǒng)和LDV技術(shù)研究了二維水翼的初生空化及其他空化階段，發(fā)現(xiàn)二維水翼表面空化初生時(shí)會(huì)產(chǎn)生一對(duì)發(fā)夾狀空泡團(tuán)，通過(guò)流場(chǎng)分析發(fā)現(xiàn)存在明顯的發(fā)夾狀渦對(duì)。Huang等[9]分別總結(jié)了繞Clark-y水翼和Tulin水翼發(fā)生初生空化時(shí)的空化數(shù)及來(lái)流攻角條件。Hu等[10]和胡常莉等[11]利用高速攝像系統(tǒng)和PIV技術(shù)研究了平頭回轉(zhuǎn)體和錐頭回轉(zhuǎn)體的初生空化，發(fā)現(xiàn)繞平頭回轉(zhuǎn)體和錐頭回轉(zhuǎn)體的初生空化均產(chǎn)生在肩部分離渦區(qū)域內(nèi)且呈游離型發(fā)夾狀，其中平頭回轉(zhuǎn)體的空化初生位置距離肩部及回轉(zhuǎn)體壁面均較遠(yuǎn)。Wakana等[12-13]利用高速攝像系統(tǒng)對(duì)二維縮放噴管喉部的初生片狀空化進(jìn)行觀察，分別研究了液體中溶解氣體的量、氣核分布密度和液體的流動(dòng)速度對(duì)初生片狀空化的影響，發(fā)現(xiàn)氣核數(shù)量密度是影響初生片狀空化的主要因素。Karuna等[14]采用高速攝像系統(tǒng)和PIV技術(shù)觀察了后臺(tái)階剪切層內(nèi)的初生空化，研究了流場(chǎng)結(jié)構(gòu)對(duì)初生空化的影響。關(guān)于數(shù)值研究，黃彪等[15]采用一種基于空間尺度修正的濾波器模型(FBM)對(duì)繞不同頭型回轉(zhuǎn)體初生空化流動(dòng)特性進(jìn)行數(shù)值計(jì)算，該湍流模型可以準(zhǔn)確捕捉到初生空化的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)，模擬得到的空穴形態(tài)與實(shí)驗(yàn)基本吻合。另外，黃彪等[16]還對(duì)空化流動(dòng)計(jì)算中的空化模型進(jìn)行對(duì)比，總結(jié)了KUBOTA、SINGHAL、KUNZ和界面動(dòng)態(tài)模型(IDM)等氣液相間傳輸模型對(duì)模擬空穴形態(tài)及演變過(guò)程的影響。Wienken等[17]采用大渦模擬(LES)方法對(duì)繞方柱體初生空化流動(dòng)進(jìn)行了數(shù)值研究，得到的數(shù)值結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果基本吻合。Phoevos等[18]采用不同湍流模型對(duì)柴油機(jī)噴管射流初生空化進(jìn)行數(shù)值計(jì)算，結(jié)果發(fā)現(xiàn)雷諾時(shí)均和雷諾應(yīng)力湍流模型無(wú)法預(yù)測(cè)出初生空化，而LES方法可以較好地模擬出空化的初生和發(fā)展過(guò)程。Zhang等[19]發(fā)展了一種可以預(yù)測(cè)空化核子生長(zhǎng)遷移的動(dòng)態(tài)模型，預(yù)測(cè)得到的初生空化數(shù)與實(shí)驗(yàn)結(jié)果對(duì)比較為一致。

本文在前人的研究基礎(chǔ)上，基于均質(zhì)兩相流模型并采用LES湍流模型和Zwart空化模型，對(duì)不同來(lái)流攻角條件下繞平頭回轉(zhuǎn)體的初生空化流動(dòng)特性進(jìn)行數(shù)值研究。重點(diǎn)討論不同攻角條件下初生空化分布、形態(tài)及發(fā)展規(guī)律的異同，并嘗試結(jié)合流場(chǎng)變化，進(jìn)一步分析近壁面流動(dòng)結(jié)構(gòu)對(duì)附著型初生空化的影響規(guī)律。

1 數(shù)值方法

1.1 控制方程和LES湍流模型

采用均質(zhì)兩相流模型，氣體與液體兩相混合物的連續(xù)性方程和動(dòng)量方程如下：

(1)

(2)

式中：ui、uj表示流體速度在i軸、j軸方向的分量；p為混合流體的壓力；流體黏度μ和混合流體密度ρm的定義為

μ=αvμv+(1-αv)μl，

(3)

ρm=αvρv+(1-αv)ρl，

(4)

αv為混合流體氣相體積分?jǐn)?shù)，μv與μl分別為混合流體汽相黏性系數(shù)和液相黏性系數(shù)，ρv與ρl分別為混合流體汽相密度與液相密度。

湍流模型采用LES方法對(duì)繞平頭回轉(zhuǎn)體初生 空化進(jìn)行數(shù)值計(jì)算，LES方法將湍流流場(chǎng)中的大尺寸漩渦和小尺寸漩渦分開(kāi)處理，其中大尺寸漩渦通過(guò)N-S方程直接求解，小尺寸漩渦通過(guò)亞格子模型建立與大尺寸漩渦的關(guān)系進(jìn)行模擬。通過(guò)濾波函數(shù)對(duì)(1)式和(2)式過(guò)濾，得到LES方程如下：

(5)

(6)

(7)

亞格子張力需要通過(guò)建模求得，目前廣泛應(yīng)用的渦黏性模型方程為

(8)

(9)

(10)

Ls為網(wǎng)格的混合長(zhǎng)度，Ls=min (kd,CsV1/3)，k為von Karman常數(shù)，d為第1層網(wǎng)格離最近壁面的距離，Cs=0.5為WALE常數(shù)，V為計(jì)算單元的體積，

(11)

(12)

1.2 空化模型

空化流動(dòng)計(jì)算中，選用Zwart空化模型封閉控制方程[20]，空化源項(xiàng)控制方程如下：

(13)

(14)

(15)

1.3 計(jì)算域設(shè)置及網(wǎng)格劃分

計(jì)算域及邊界條件設(shè)置如圖1所示，回轉(zhuǎn)體直徑D=0.02 m、長(zhǎng)L=0.12 m. 計(jì)算時(shí)采用與實(shí)驗(yàn)[21]相同的幾何模型和流動(dòng)條件。采用速度入口，流速u∞=8.8 m/s，對(duì)應(yīng)的雷諾數(shù)Re=1.7×105；出口設(shè)置為壓力出口，通過(guò)調(diào)節(jié)出口壓力改變空化數(shù)。本文中空化數(shù)σ=1.2，回轉(zhuǎn)體表面采用絕熱、無(wú)滑移固壁條件，流動(dòng)區(qū)域上下及左右邊界均設(shè)置為自由滑移壁面條件。

圖1 計(jì)算域、邊界條件設(shè)置及近壁面網(wǎng)格加密示意圖Fig.1 Computational domain， boundary conditions and near-wall grid of blunt body

計(jì)算域采用六面體結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格，并對(duì)回轉(zhuǎn)體表面及近壁面區(qū)域進(jìn)行網(wǎng)格加密處理(見(jiàn)圖1)。另外，采用4套不同加密程度的網(wǎng)格對(duì)繞平頭回轉(zhuǎn)體無(wú)空化的單相流動(dòng)進(jìn)行數(shù)值計(jì)算，討論LES方法對(duì)網(wǎng)格尺度的敏感性，如圖2所示。從圖2中可以看出，采用不同加密程度的網(wǎng)格計(jì)算得到的分離渦尺度各不相同，隨著網(wǎng)格數(shù)的增加，分離渦的尺度有所減小。

圖2 不同網(wǎng)格時(shí)平頭回轉(zhuǎn)體縱切面上的時(shí)均流線圖及網(wǎng)格示意圖Fig.2 Time-averaged streamline patterns and grids on the longitudinal section of blunt body with different grids

圖3 采用不同網(wǎng)格計(jì)算得到的平頭回轉(zhuǎn)體表面時(shí)均速度分布與實(shí)驗(yàn)結(jié)果對(duì)比Fig.3 Comparison of time-averaged velocity distributions of blunt body calculated by different grids and experi-mental results

為了進(jìn)一步討論網(wǎng)格數(shù)對(duì)計(jì)算結(jié)果的影響，提取了回轉(zhuǎn)體表面的時(shí)均速度u分布曲線，并與實(shí)驗(yàn)結(jié)果[10]進(jìn)行對(duì)比，如圖3所示。圖3中E點(diǎn)表示由實(shí)驗(yàn)得到的流動(dòng)再附著點(diǎn)。從圖3中可以看出：采用不同網(wǎng)格計(jì)算得到的時(shí)均速度u的變化趨勢(shì)均與實(shí)驗(yàn)曲線基本相似，在x/D=0處，時(shí)均速度u迅速下降由正值變?yōu)樨?fù)值，之后在流動(dòng)分離區(qū)域保持負(fù)值且變化較平緩；當(dāng)靠近流動(dòng)再附著點(diǎn)時(shí)，時(shí)均速度u又逐漸增大由負(fù)值變?yōu)檎?。與其他網(wǎng)格相比，采用網(wǎng)格C計(jì)算得到的流動(dòng)再附著點(diǎn)位置與實(shí)驗(yàn)值更加接近。

圖4 采用不同網(wǎng)格計(jì)算得到的時(shí)均阻力系數(shù)Fig.4 Time-averaged drag coefficient calculated by different grids

2 結(jié)果與討論

2.1 初生空穴的形成及發(fā)展特性

表1給出了繞平頭回轉(zhuǎn)體的初生空化形態(tài)隨時(shí)間的演變情況。從表1中可以看出：數(shù)值計(jì)算與實(shí)驗(yàn)拍攝得到的初生空穴的發(fā)展特性基本一致：t0時(shí)刻，在回轉(zhuǎn)體肩部形成發(fā)夾渦對(duì)狀初生空穴；t0至t0+0.36T，渦對(duì)狀空穴逐漸融合、長(zhǎng)大；之后空穴逐漸縮小直至潰滅。初生空穴在隨時(shí)間演變的同時(shí)，會(huì)隨主流向下游運(yùn)動(dòng)。

表2給出了典型時(shí)刻下的空穴形態(tài)圖和縱切面上的近壁面渦量分布情況。與文獻(xiàn)[10]的實(shí)驗(yàn)結(jié)果對(duì)比可知，數(shù)值計(jì)算可以較好地模擬初生空穴形態(tài)及其在回轉(zhuǎn)體肩部的分布位置。另外，數(shù)值計(jì)算得到的渦量分布特點(diǎn)與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合較好，即高渦量區(qū)域分別呈帶狀和零散狀分布，且分別對(duì)應(yīng)于分離渦剪切層區(qū)域和初生空穴區(qū)域。

圖5給出了不同攻角條件下初生空化在典型時(shí)刻的形態(tài)圖。圖5(a)和圖5(b)分別是0°攻角條件下，實(shí)驗(yàn)觀測(cè)與數(shù)值計(jì)算得到的繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空穴的典型形態(tài)圖。由圖5(a)和圖5(b)可以看出，數(shù)值計(jì)算得到的初生空穴形態(tài)呈不規(guī)則的團(tuán)泡狀并且不對(duì)稱地分布在回轉(zhuǎn)體肩部區(qū)域，與實(shí)驗(yàn)觀測(cè)結(jié)果吻合較好。圖5(c)和圖5(d)分別是數(shù)值計(jì)算得到的5°攻角及10°攻角條件下初生空穴的典型形態(tài)圖。對(duì)比不同攻角條件下的空穴分布特點(diǎn)發(fā)現(xiàn)，有攻角條件下初生空穴的不對(duì)稱分布特點(diǎn)更加明顯。隨著攻角的增大，迎流區(qū)域的初生空穴向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面靠近，而背流區(qū)域的初生空穴逐漸遠(yuǎn)離回轉(zhuǎn)體壁面。值得注意的是，10°攻角時(shí)在背流區(qū)域的下游近壁面處也產(chǎn)生了初生空穴。

表1 0°攻角條件下初生空化形態(tài)隨時(shí)間的演變過(guò)程

Tab.1 Time-evolution process of cavity at 0° angle of attack

注：T為空泡從形成到潰滅的一個(gè)周期。

表2 0°攻角條件下繞平頭回轉(zhuǎn)體瞬時(shí)空穴形態(tài)及渦量分布

Tab.2 Instantaneous structures of incipient cavitation and the correspondingz-vorticity field at 0° angle of attack

圖5 不同攻角條件下繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空化的典型形態(tài)對(duì)比Fig.5 Comparison of typical instantaneous structures of incipient cavitation at different angles of attack

繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空穴的發(fā)展過(guò)程具有較強(qiáng)的隨機(jī)性，本文針對(duì)不同攻角條件統(tǒng)計(jì)了繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空穴的形成及潰滅位置，繪制成點(diǎn)狀圖，如圖6(a)和圖6(b)所示，統(tǒng)計(jì)過(guò)程中以初生空穴的中心坐標(biāo)作為統(tǒng)計(jì)量。從圖6中可以看出，隨著攻角的增大，迎流區(qū)域的初生空穴分布范圍逐漸向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面收縮，而背流區(qū)域的初生空穴分布范圍逐漸遠(yuǎn)離回轉(zhuǎn)體壁面。值得注意的是，10°攻角時(shí)，存在幾組初生空穴分布在回轉(zhuǎn)體背流區(qū)域下游的近壁面處。另外，隨著攻角增大，迎流區(qū)域初生空穴的潰滅位置逐漸向形成位置的下方移動(dòng)，背流區(qū)域初生空穴的潰滅位置逐漸向形成位置的上方移動(dòng)。表明隨著攻角的增大，迎流區(qū)域的初生空穴從形成到潰滅逐漸向回轉(zhuǎn)體壁面靠近，背流區(qū)域的初生空穴從形成到潰滅逐漸遠(yuǎn)離回轉(zhuǎn)體壁面。

圖6 不同攻角時(shí)初生空穴的形成位置及潰滅位置分布Fig.6 Formation and collapse location of incipient cavities at different angles of attack

表3給出了不同攻角條件下繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空穴的分布區(qū)域統(tǒng)計(jì)，其中10°攻角背流區(qū)域未考慮下游近壁面處的初生空穴。由表3可知，0°攻角時(shí)，數(shù)值計(jì)算得到的初生空穴分布區(qū)域與文獻(xiàn)[21]的實(shí)驗(yàn)結(jié)果基本一致。隨著攻角增大，迎流區(qū)域的初生空穴在軸向及徑向上的分布區(qū)域均逐漸減小且向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面靠近。背流區(qū)域的初生空穴在軸向上的分布變化不明顯，在徑向上的分布區(qū)域逐漸擴(kuò)大且遠(yuǎn)離回轉(zhuǎn)體壁面。

表3 不同攻角時(shí)初生空穴的分布區(qū)域統(tǒng)計(jì)Tab.3 Statistics on the distribution area of incipient cavities at different angles of attack

2.2 初生空化流場(chǎng)分析

文獻(xiàn)[21]指出，繞平頭回轉(zhuǎn)體初生空穴均發(fā)生在回轉(zhuǎn)體肩部分離渦區(qū)域內(nèi)。圖7給出了回轉(zhuǎn)體表面的時(shí)均速度u分布曲線。從圖7中可以看出，隨著攻角的增大，迎流面的流動(dòng)分離區(qū)域尺度減小且逐漸向回轉(zhuǎn)體頭部推移，背流面流動(dòng)分離區(qū)域的位置及尺度的變化不明顯。圖8給出了回轉(zhuǎn)體表面的時(shí)均壓力系數(shù)分布曲線。對(duì)比不同壓力系數(shù)曲線發(fā)現(xiàn)，同一攻角條件下，迎流面上的逆壓梯度明顯大于背流面，促使迎流面上的反向速度大于背流面；隨著攻角增大，迎流面上的高逆壓梯度區(qū)域逐漸向回轉(zhuǎn)體頭部推移，使得迎流面上的流動(dòng)分離區(qū)域向回轉(zhuǎn)體頭部移動(dòng)。

圖7 不同攻角條件下回轉(zhuǎn)體表面的時(shí)均速度分布曲線Fig.7 Time-averaged velocity distribution of axisymmetric body at different angles of attack

圖8 不同攻角條件下回轉(zhuǎn)體表面的時(shí)均壓力系數(shù)分布曲線Fig.8 Time-averaged pressure coefficient distribution of axisymmetric body at different angles of attack

圖9給出了繞平頭回轉(zhuǎn)體近壁面的分離渦結(jié)構(gòu)示意圖，分離渦結(jié)構(gòu)的軸向尺度由圖7中的流動(dòng)分離區(qū)域尺度可知，其徑向尺度如圖9中標(biāo)注所示。從圖9中可以看出，隨著攻角增大，迎流面的分離渦結(jié)構(gòu)尺度逐漸減小，并且向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面靠近，而背流面分離渦結(jié)構(gòu)在徑向上的尺度逐漸增大。另外，觀察圖9(c)發(fā)現(xiàn)，10°攻角時(shí)，在背流面的分離再附著點(diǎn)附近產(chǎn)生了二次分離渦結(jié)構(gòu)。結(jié)合初生空穴的分布特點(diǎn)發(fā)現(xiàn)，初生空穴的分布區(qū)域與回轉(zhuǎn)體表面的分離渦結(jié)構(gòu)息息相關(guān)：隨著攻角增大，迎流面初生空穴的分布區(qū)域逐漸減小且向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面靠近，而背流區(qū)域初生空穴在軸向上的分布變化不明顯，在徑向上的分布范圍逐漸擴(kuò)大且遠(yuǎn)離回轉(zhuǎn)體壁面；大攻角條件下，背流面的流動(dòng)分離再附著點(diǎn)附近產(chǎn)生了空穴。由此可見(jiàn)，受到來(lái)流攻角的影響，分離渦結(jié)構(gòu)發(fā)生變化，促使初生空穴的分布特性產(chǎn)生了相應(yīng)的變化。

圖9 不同攻角條件下回轉(zhuǎn)體縱截面上的時(shí)均速度流線圖Fig.9 Time-averaged streamline on the longitudinal section of axisymmetric body at different angles of attack

圖10 不同攻角條件下回轉(zhuǎn)體背流面的空泡形態(tài)及瞬時(shí)速度矢量圖(右為放大圖)Fig.10 Cavitation shapes and instantaneous velocity vector on the backflow surface of axisymmetric body at different angles of attack (right: enlarged view)

圖10給出了不同攻角條件下回轉(zhuǎn)體背流面典型時(shí)刻的空泡形態(tài)圖及速度矢量圖。從圖10中可以看出，不同攻角條件下，初生空穴均呈團(tuán)泡狀游離態(tài)分布在回轉(zhuǎn)體肩部分離渦區(qū)域。與0°和5°攻角對(duì)比發(fā)現(xiàn)，10°攻角時(shí)，在背流面下游區(qū)域的近壁面處產(chǎn)生了初生空穴，結(jié)合速度矢量圖可以看出，此時(shí)在距離回轉(zhuǎn)體頭部約1.9D處存在明顯的近壁面漩渦結(jié)構(gòu)。

圖11給出了對(duì)應(yīng)時(shí)刻回轉(zhuǎn)體表面的瞬時(shí)速度u的變化曲線。對(duì)比不同攻角條件下的速度曲線可知：0°攻角時(shí)，在x=1.9D處的速度為正值(如方框所示)，表明沒(méi)有形成反向射流；5°攻角及10°攻角時(shí)，該處速度為負(fù)值，表明存在明顯的反向射流。相比較而言，10°攻角條件下反向射流的速度明顯較大，較強(qiáng)的反向射流與主流相互作用促使發(fā)生二次分離，并在當(dāng)?shù)匦纬闪虽鰷u結(jié)構(gòu)。

3 結(jié)論

本文采用LES方法模擬了不同來(lái)流攻角條件下繞平頭回轉(zhuǎn)體的初生空化流動(dòng)，并與實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行了對(duì)比。得到以下主要結(jié)論：

1) LES方法可以較好地模擬繞平頭回轉(zhuǎn)體的初生空化流動(dòng)。數(shù)值計(jì)算得到渦對(duì)狀初生空穴及空穴融合、長(zhǎng)大、斷裂、潰滅的過(guò)程與實(shí)驗(yàn)結(jié)果基本一致；數(shù)值模擬預(yù)測(cè)的空穴在回轉(zhuǎn)體肩部的分布位置及近壁面的渦量分布均與實(shí)驗(yàn)結(jié)果十分吻合。

圖11 不同攻角條件下回轉(zhuǎn)體背流面的瞬時(shí)速度分布曲線Fig.11 Instantaneous velocities of backflow surface of axisymmetric body at different angles of attack

2)各攻角條件下，初生空穴均呈不規(guī)則團(tuán)泡狀并且不對(duì)稱地分布在回轉(zhuǎn)體肩部的分離渦區(qū)域內(nèi)。隨著攻角增大，不對(duì)稱分布特性更加明顯：迎流面的初生空穴分布區(qū)域逐漸縮小且向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面靠近，背流面的初生空穴分布區(qū)域逐漸擴(kuò)大且遠(yuǎn)離回轉(zhuǎn)體壁面。

3)初生空穴的分布規(guī)律與分離渦結(jié)構(gòu)緊密相關(guān)。隨著攻角的增大，迎流面分離渦尺度逐漸減小并向回轉(zhuǎn)體頭部及壁面移動(dòng)，而背流面分離渦尺度逐漸增大。大攻角條件下，在背流面的分離再附著點(diǎn)的附近存在較強(qiáng)的近壁面反向射流，反向射流與來(lái)流作用產(chǎn)生了二次分離，促使該區(qū)域發(fā)生初生空化。