长春发现和曾宗泳的重要贡献

《创新话旧》第7章（2）

 

 

温景嵩

南开大学 西南村 69楼 1门 401号

（2007年11月7日 于南开园）

 

 

 

 

 

7．6 长春实验的意外收获

 

 

7．6．1 曾宗泳的重要贡献

 

长春近地面激光大气闪烁实验于1972年9月在长春郊区一块平坦草地上进行，测点距地面高度是1.7米。那次实验总体未能成功，原因是由于时间太仓促，长春光机所朋友们的激光大气闪烁的测试设备未能准备好。但幸而由我们的曾宗泳所研制出的大气湍流微结构观测仪器是成功的，虽然那也是该仪器第一次在野外工作，并且那甚至是我国大气湍流微结构的第一次野外观测工作。然而却一次成功，证明了曾宗泳教授作为一位出色的实验科学家的高超的实验技巧与出色的研制新仪器设备的能力。正因为如此，我们才能在1972年9月在长春郊区的近地面的观测中取得了我国大气湍流微结构的实测的第一批资料。我国大气湍流的研究工作，可以说由此而迈出了第一步。这是曾宗泳教授对我国大气湍流事业的发展，所做出的重要贡献。

还要说明我们在研究大气湍流对激光传输效应的时候，并不是指一般流体力学的湍流，在一般流体力学中讲湍流时，是指流体运动速度的杂乱的、无规的，有起有伏的状态。在大气湍流中却要复杂得多，除湍流速度场以外，一般大气中的其他要素，也都处于无规的起伏状态，也都叫湍流起伏场。本书第六章中已经看到和云滴随机增长有关的，有湍流水汽饱和起伏场，湍流含水量起伏场，湍流加速度起伏场。本章第一节中讲的烟团的湍流扩散，与此有关的则是本来意义上的湍流速度起伏场。而这里和激光传输直接有关的则是湍流折射率起伏场。但一般折射率起伏场无法直接测量，只好间接地来观测。由于空气的折射率决定于空气密度。而在给定的地点，空气密度的湍流起伏，主要决定于空气温度的湍流起伏。因此我们只要测出湍流温度起伏的特征量，就可以换算成湍流折射率起伏场的特征量，也就可以满足研究激光大气闪烁的需要了。因此，曾宗泳研制的实际上是测量湍流温度起伏场的微小脉动变化的仪器，其主要元件是由一根很细的白金丝做成，又叫温度脉动仪。因为湍流温度脉动变化很快，为要研究这种快速变化的湍流脉动，所以白金丝的直径就要求非常小，量级仅为微米。只有用这样微细的白金丝做成的感应元件，才能测量出空气温度的微小迅速变化。可以想见，研制这种微小的观测仪器，其困难程度非比一般。在这方面，全靠曾宗泳顽强毅力克服了重重困难，才能最终在1972年研制成我国第一台大气湍流微结构的观测设备，使我国大气湍流的研究迈开了第一步。说明他是一位出色的实验科学家，他对我国大气湍流事业做出的业绩，是不可磨灭的。

 

 

7．6．2湍流不连续性的发现

 

我们原来在长春1972年近地面实验中所承担的任务， 是测量湍流温度场的起伏强度，按照柯尔莫果洛夫湍流理论的规定，这强度的大小应该由一个叫结构常数的物理量来描述。湍流温度起伏场的结构常数叫C_T² , C_T²越大湍流温度起伏强度越强，湍流折射率起伏场的结构常数叫C_n² ,C_n²越大则湍流折射率起伏强度越强。C_T²，C_n²的关系已知，测出C_T²以后，就可以按照这关系换算成C_n²，有了C_n²就可以用来检验塔塔尔斯基的光强大气闪烁的统计理论了。比如在1972年长春郊区一块平坦草地上的湍流强度应该是水平均匀的，C_n²可以认为是常数。激光作水平传输时C_n²不会随传输距离而改变。 在这种条件下，塔塔尔斯基的理论预测大气闪烁强度<c²>应该和湍流折射率场起伏强度C_n²成正比，比例系数由光波波长和传输距离确定。我们测出了C_n²大小，长春光机所的朋友们原定承担的任务是测量光强大气闪烁强度<c²>，两者比较，就可检验出塔塔尔斯基理论的正确性了。可惜那次实验时间太仓卒，长春所测光强闪烁<c²>的仪器没有弄好，所以原定检验塔塔尔斯基闪烁理论的任务没有完成。但是曾宗泳测湍流的设备却经住了考验，取下了一批很有价值的数据，而且有了一个意外的收获，这就是湍流不连续性的发现，使我们第一次实验就取得成功，得到了很有意义的成果。

柯尔莫果洛夫理论中表征湍流强度的物理量结构常数C_T² 或C_n²，本来是由柯尔莫果洛夫所创造的一种新的统计矩──结构函数导出。大气湍流场中的结构函数是由空间两点上相应的气象要素差值的平方平均定义出。柯尔莫果洛夫理论证明这种结构函数和两点的距离的2/3次方成正比，所以又叫“2/3定律”，其比例系数就叫结构常数。它的数值大小就决定了湍流起伏强度。但若由2/3定律来测结构常数则相当困难，因为这要测两个点上的要素差值，而且其中一个应是动点。否则，就要同时测多点上的要素值，这就产生了一系列的难题。幸而柯尔莫果洛夫的学生奥布霍夫（Obukhov）从结构函数的福里埃（Fourier）变换中得到了一维湍谱和标量场湍谱的－5/3次方的定律，湍谱可以在空间一个点上测量。这就使得测量结构常数的工作变得简单了。只要 在空间一个定点上测出了湍谱，就可以从中的－5/3定律测算出结构常数C_T²。我们在1972年长春近地面实验中就是采用了这个方法。奥布霍夫在他的老师柯尔莫果洛夫理论的框架中导出的－5/3湍谱定律，所以这个定律的全名应是柯尔莫果洛夫-奥布霍夫－5/3湍谱定律.但这个名字太长了,一般简化地说,还是叫柯尔莫果洛夫－5/3湍谱定律，有点委屈奥布霍夫了。然而这并不妨碍奥布霍夫也成为国际湍流界影响力很大的一位公认的权威学者。

我们在1972年用以分析由曾宗泳的温度脉动仪所测出的信号时，使用的是频谱分析仪，这个仪器一个频道一个频道地分析该频道上湍流能量大小，合起来就成为一个湍流能谱了。为使合成起来的湍谱能够有代表性，所以每一个频道的观测时间都有限制，不能太长。在一个偶然的机会，轮到我值班观测时，出于好奇心，在执行完规定的测量湍谱工作后，我任选其中一个频道的信号加长其观测时间，想看看这信号在长时间的观测下，究竟它的能量的脉动起伏是什么样子。十年来我不断地接触湍流，也不断地接触柯尔莫果洛夫的湍流理论，但真实的湍流究竟是什么样子，我想看得更多些。结果，意外的事情出现了。原来它并不像柯尔莫果洛夫理论所依据的物理模型讲的那样，各个频道信号是连续地不间断地做上下起伏的随机脉动。相反，它是间歇性的，一阵一阵的。在一段时间里它相当平稳“安静”，没有湍流的激发，没有无规的起伏，这时的能量比较小。只是在另一段时间里湍流在这个频道上的能量才被激发出来，显示出杂乱无规的湍流状态，这时的能量较大。然后我改调到另一个频道，拉长了观测时间，同样也是这样，一段时间平稳，能量比较低，另一段时间湍流能量才被激发出来，能量比较高，而且各频道的激发时间并不同步，是一种随机的激发。我马上意识到这是一个严重的问题。如果湍流能量在各个频道上都是这个样子一阵一阵间歇性地激发，而且激发时间又都随机的彼此并不同步，那么柯尔莫果洛夫湍流模型中认定的，在高雷诺数条件下所有各种大小不同尺度的湍流都能激发出来就不对了。他所讲的湍能从大尺度逐级逐级地连续地向小尺度输送过去，（也就是湍能从低频，或低波数逐级逐级地连续地向高频或高波数输送过去，）一直到内尺度由分子粘性把湍能耗散为热能为止，这股在波数空间中能量连续输送流也就不存在了。现在我所看到的实际的湍能却是不连续地跳跃着从大尺度输送到小尺度中去，是不连续地，跳跃着从低波数向高波数输送过去，或者说是不连续地跳跃着从低频向高频输送过去。于是，这就必然会冲击到柯尔莫果洛夫理论的两个基本点。第一，柯尔莫果洛夫所认定的小尺度湍流会是均匀各向同性的，这个基本点就成问题。因为现实的湍能是不连续地直接从大尺度跳到小尺度中，所以小尺度完全可以是非均匀各向异性，它仍然会带有来自大尺度非均匀各向异性的特点。第二，柯尔莫果洛夫所认定的湍能耗散率e是稳定不变的常数，不会因尺度大小不同而改变，不会随时间的推移而改变，可以用它来描述从大到小尺度全部区间中湍能的统计结构，这一基本点也就失去依据。因为实际的湍能耗散率e会随尺度大小不同，时间早晚不同而做随机的不连续的跳跃式的变化，于是这样的湍能耗散率e就失去用以描述从大到小尺度全部区间中的统计特征的资格，2/3定律就出不来,－5/3定律也得不到,柯尔莫果洛夫理论的基础就这样被实际湍流的不连续性所冲垮了,必须另起炉灶,寻找新的可能性。柯尔莫果洛夫理论所预测的2/3定律,－5/3定律仍然正确，我们1972年长春近地面观测到的湍谱确实符合－5/3定律，但他的理论体系得重新塑造。要从湍流的不连续性也就是间歇性出发重新构造一个新的理论体系，这个新理论应该既能说明湍流不连续性或湍流间歇性的本质，同时又能导出湍谱的－5/3定律。当我意识到这一问题的严重性质后，在1972年那次长春近地面实验中，除正常的湍谱观测以外，我就又以随机抽样方式，做了38次长时间的各频道的观测工作，时间总尺度为279.7分，平均每次观测时间为7.4分，应该说有足够代表性了。在对38次观测资料分析后发现各频道能量随时间变化特点也不尽相同，大致可分三类：第一类是典型的不连续激发过程，平稳时间能量几乎保持“静止”不变状态；第二类是非典型的不连续激发过程，平稳时间能量虽有些起伏，但幅度很小，远小于激发时期的起伏；第三类是准连续型的激发过程，这类过程看去好像具有连续激发特点，但并非真的连续型的正态分布，而是具有正偏态分布的不连续激发特征。在这三类变化中，前两种不连续性过程又占了91％。湍流不连续性成为过程的主要特征，而非偶然事件则可断言。回顾这段往事，发现湍流的不连续性似乎事出偶然，但仔细想来，也不尽然。没有前十年我不断地接触和应用柯尔莫果洛夫湍流理论，对它有了比较深入的了解，则1972年我不可能有这个发现，即使看到它，也会视而不见让它白白溜掉。所以总起来讲，王国维的“众里寻他千百度”的过程对于发现真理还是必要的。

 

 

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