Файл: Мельникова И.И. Динамическая метеорология учеб. пособие для океанологов.pdf

1 AÖ? '

земной синоптической карте можно судить о векторе ветра на различных высотах. Однако еще больший интерес представляет возможность определения характера горизонтального распреде­ ления температуры но изменению ветра с высотой (прогноз по обрезанной карте, оценки условий над морем н т. д.).

По распределению ветра с высотой можно определить и ха­ рактер адвекции (будет ли наблюдаться Адвекция тепла или хо­ лода). Из рис. 18 видно, что для правого поворота ветра с вы­ сотой можно ожидать адвекции тепла, т. е. повышение темпера­ туры, тогда как для левого вращения — адвекции холода (рис. 19). Эти правила тем более ценны, тотому что об измене­ нии ветра с высотой часто можно судить но косвенным призна­ кам. Например, если облака среднего яруса движутся влево от направления движения облаков нижнего яруса (это свидетель­ ствует о левом повороте ветра с высотой), то можно ожидать адвекции холода. Из рис. 16, 17 видно, что если верхние и ниж­ ние формы облаков движутся в одном или в противоположных направлениях, то нет оснований ожидать резкого изменения температуры.

§3. Геострофическая адвекция

Впредыдущем параграфе было показано, что по распределе­ нию ветра с высотой можно определить характер изменения температуры. Для свободной атмосферы (с. а.) простая форму­

ла для количественной оценки адвекции может быть получена

58

из уравнения притока тепла для случая изотермического движе-

Адвективное изменение температуры при геострофическом ветре называют геострофическоіі адвекцией (она является глав­ ной частью локальных изменений температурь! в свободной ат­ мосфере). Подставим выражение для ug и v g

температуры.

Из (3.3.2) видно (для северного полушария <о*>0), что ле­ вому повороту ветра с высотой (а>0) соответствует отрица­ тельная геострофическая адвекция* (адвекция холода), а пра­

совсем удобно, так как необходимо знать градиент давления, градиент температуры и угол между ними.

59

а градиент температуры через изменение геострофического ветра с высотой

В таком случае формула для геострофической адвекции при­ мет вид

или с учетом того, что ug— G • cos f>, ü„.=.G-sinß, получим после некоторых преобразований

ных наблюдений, что особенно ценно в экспедиционных и мор­ ских условиях, когда нет синоптических карт.

60

Распределение температуры с высотой определяется прито­ ком тепла" на разных уровнях. В свободной атмосфере тепло поступает только за счет поглощения лучистой энергии и фазо­ вых переходов воды. В пограничном слое картина заметно от­ личается из-за появления дополнителышгб''*нсточника тепла — подстилающей поверхности. Известно, что значительная часть солнечной радиации поглощается тонким поверхностным слоем (деятельной поверхностью) и превращается в тепло. За счет мо­ лекулярной теплопроводности это тепло передается прилегаю­ щим к поверхности частицам воздуха, которые затем вихрями переносятся вверх и, перемешиваясь с окружающей средой, на­ гревают вышележащие слои воздуха. На смену им опускаются холодные вихри, нагреваются и вновь уносят тепло вверх. Таким образом, возникает поток тепла от поверхности вверх, способст­ вующий выравниванию температуры между деятельной поверх­ ностью и воздухом. Совершенно понятно, что поток этот будет тем больше, чем больше тепла получит подстилающая поверх­ ность и чем больше интенсивность турбулентного обмена.

Запишем теперь систему уравнений и граничных условий, определяющих строение пограничного слоя атмосферы. В каче­ стве первого приближения ограничимся рассмотрением стацио­ нарного, горизонтально-однородного пограничного слоя с малым содержанием влаги и отсутствием фазовых переходов. В таком случае уравнения движения (2.2.12) будут иметь вид (см. § б, раздел П) ,

Если считать известным градиент давления или геострофический ветер (в данном случае он принимается независящим от высоты), то в (4.1.1) содержится три неизвестных: и, ѵ, k. Для замыкания системы естественно использовать уравнение балан­ са энергии турбулентности (2.4.20), однако, чтобы упростить задачу, запишем его в интегральной форме

н

— j Diss-rfz — 0, (4.1.2)

о

62

где Я — высота пограничного слоя атмосферы.

В (4.1.2) отсутствует член, учитывающий приток (отток) энергии турбулентности за счет диффузии. Это связано с тем, что из наблюдений известно, что практически вся кинетическая энергия турбулентности образуется в пограничном слое и не вы­ носится за его пределы; поэтому интеграл от /Д по погранич­ ному слою можно считать равным нулю.

Система уравнений (4.1.1) и (4.1.2) содержит шесть неиз­ вестных: и, V, к, Я, Т, Diss. Для получения дополнительных со­ отношений, замыкающих систему, воспользуемся, как и ранее, соображениями анализа размерностей. Поскольку в (4.1.2) вхо­ дят некоторые интегральные по пограничному слою характерис­ тики турбулентности, то можно считать, что они должны одно­ значно определяться средней кинетической энергией турбулент­ ности Ь и высотой пограничного слоя атмосферы Я. Если зави­ симость от Ь, но-вндимому, не нуждается в пояснении, то зави­ симость от Я можно пояснить следующим образом. В § 6 (раз­ дел II) было показано, что высота планетарного пограничного слоя атмосферы определяется как уровень, выше которого мож­ но пренебречь силами трения пли считать очень малым сдвиг скорости ветра. Очевидно, что чем больше сказывается сила тре­ ния, тем больше Я, т. е. высоту пограничного слоя действитель­ но можно считать интегральной характеристикой турбулент­ ности в пограничном слое атмосферы. Итак,

к = Сі(Ь,Н);

Diss = c2(b,H)

и с помощью П-теоремы можно сразу записать (по аналогии с выводом в § 4 раздела II)

Для определения температуры используем уравнение при­ тока тепла (2.1.20), пренебрегая притоком (оттоком) тепла за счет работы сил сжатия (расширения)

Отнесенный к единице массы турбулентный поток тепла вы­ разим на основании (2.3.12). Радиационный приток представим как дивергенцию R — радиационного потока для единицы мас­ сы воздуха

63