大気潮 – ウィキペディア

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大気の潮wave 太陽の日全体と半分の太陽の日（子午線波数m = 1および2）と、全期間と半年（子午線波数m = 0）の波は、地球の大きさの水平方向の寸法を備えた大きなスケールの大気波です。完全性のために、ゾーンの気候療法を追加することもできます。

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地球の大気は、固体表面（地球の表面）を備えた巨大な波のガイドであり、上向きに開きます。
そのような波のはしごに存在する可能性があります。ただし、大気は非線形のカオスシステムであるため、気象ノイズからの小さな振幅を持つ大きなスケールの波のみを除外できます。小型の波は気象ノイズに寄与します。数時間から数年のすべての期間、大きなスケールの大気惑星の波が存在します。 [初め] この広いスペクトルからの潮の完全な波と年間波が突き出ています。

潮の波と年間および半年の波は、大気中の微分太陽温暖化によって生成されます。したがって、それらは熱潮と呼ばれます。海洋事例にとって根本的な重要性があることが知られている月の重力の潮力は、月の大気潮を強制することもできますが、これは熱潮よりもはるかに弱いです。重大な強制太陽潮は非常に小さく、太陽熱潮から分離することはできません。

目に見える太陽放射の一部は、より低い大気、できれば雲（約24％）に直接吸収されます。この部分は、熱潮の生成に不可欠なソースです。わずかに大きな部分（46％）が地球の表面に浸透し、表面を加熱します。 [2] 雲と地球の表面の両方が、約30％の宇宙に戻って反射します（アルベド）。海面は特に低幅で加熱され、地表水が蒸発します。湿った空気が浸透します。雲の形成では、空気が吸収された空気が周囲の潜熱を放出します。動的なプロセスにより、この潜熱は中程度の幅に分布しているため、直接吸収された太陽放射によって発生する熱を修正します。

約20〜60 kmの高度では、幅の広い帯域が太陽の紫外線（オゾン層）によって吸収されます。これは、潮wavesの2番目の熱源を表します。 [3] X線および極端な紫外線は、約85 km（Thermosphle）を超えてほぼ完全に吸収されるため、3番目の熱源を形成して潮wavを生成します。最後に、北の熱圏には4番目の熱源があります。磁気圏電気対流界は、約100〜150 km（イオノスフィアダイナモ）の高度エリアの電流を駆動します。これらの電流のOHMSCHの損失は、これらの緯度でThermosphahernガスを加熱します。

個々の大気層の熱効果は高さとともに成長します。低い大気では0.01〜0.1 w/kgですが、熱圏では1〜10 w/kgです。この違いは、対流圏の潮がわずかな現象であることを意味しますが、熱圏では支配的な出来事があります [4] 。

波の方程式 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

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図1。：大気波導体をシミュレートすることになっている長方形のボックス。固体の床（地面）があり、上向きに開いています。アブシッサXは地理的長さλを置き換え、縦座標yは地理的幅φを置き換えます。点の源は、上向きの波のファッションを作成します。走る波は地面に反射され、波が発生源（放射条件）の上にのみ存在するようにします。描かれた波の子午線構造は、すべての日常潮shaft（1、-2、-1）の構造です。

図1の長方形の波動導体の場合、波方程式の溶液（例えば、垂直風w）は次のとおりです。

（x、y、z）で、カテンジアン座標、時間のt、円形周波数のω、k バツ =
2πm/L、k と =π（n-1/2）/b定数水平
波数、（n、m）整数、（l、2b）ボックスの寸法。次に、垂直波数は分散方程式から決定されます

光の速度のCで。 GL。 （1）2つの自由特性波の広がりが下向きと下向きに走ることを説明します。

同様の方程式は、一定のスケール高さ（ラプラス方程式）を持つ等温球体背景雰囲気の超長い波のために開発できます。これには、流体力学的および熱力学的方程式の厳密な線形化が必要であり、背景大気のパラメーター（密度、圧力、温度）と比較して波振幅は小さくなければなりません。これは、対流圏と熱圏の両方の潮waveに当てはまります。約50〜100 kmの高度では、振幅は非常に大きくなる可能性があるため、非線形効果、特に乱流が波構造を破壊する可能性があります。

線形化により、地理的幅と長さ（φ、λ）および高さzの水平構造の変数が可能です。 GLの波。 1つの等価ソリューションはそうです [5] [6]

ここで、長さの依存性は式と同じです。 1（x =aλ;地球半径の場合）。子午線構造は現在、ハフ関数θを介しています n m （φ、ν）は、ゾーン波数nからだけでなく、子午線波数mおよび標準化された周波数ν=ω/ωからも置き換えられました（ω= 7.29×10で -5 s -1 地球の地球の傍観的な円形周波数）は依存しています。さらに、ζ= Z/（2H）は標準化された高さです。 Hough関数は、ラプラス方程式の解です。数値的にのみ決定でき、球面関数の合計によって近似できます。熱圏では、これらの自己ファッションは、式のようにボール機能に発展します。 1は、地球の象限内のゼロポイント数の測定値nです。垂直波数k と 今そうなります

mit e n m 固有値（ラムパラメーター）と
ε c =（az） 2 /（κGH）≈9.5の定数。 H≈8kmは中尺度の高さ、g = 9.81 m/sです 2 重力加速度とκ= 1 -c の / p = 0.29（何c の 、c p 一定の体積または一定の圧力を伴う大気ガスの特定の暖かさ）。式の高さで波の指数増加。 3 exp {z/（2h）}に従って。波が損失なしに指数関数的に減少する地域に広がる限り、その振幅は省エネの理由で指数関数的に成長する必要があります。この成長の結果は、中央の大気で特に顕著であり、振幅は線形化の条件がもはや満たされないようなサイズを達成できます。波は乱流になり、周囲のガスに波のエネルギーを与えます。一般的な大気波の拡大にとってさらに注目に値するのは、垂直であることです
位相とグループ速度のコンポーネントは反対に実行されます。上向きの波には、下向きに向けられた位相速度があります。

式から。 4垂直波数kがわかります と 想像上のときになります
ε n m c は。 kからの実際の値を持つ波 と ホット内部波。彼らは最終的に大きな垂直波長を持ち、波エネルギーを上方に輸送できます。それらの振幅は、高さとともに指数関数的に成長します。想像上の垂直波を持つ波は、外部波と呼ばれます。彼らは無限に大きな垂直波長を持っています、そして、彼らの波のエネルギーはikの場合にかかります と > 1は、ソー​​スエリアの外側の指数関数的に外れています。波のエネルギーを輸送することはできません。 [6] 大気の重い波と、より低い大気で刺激される大気の潮のほとんどは、内部波の1つです。それらの振幅は指数関数的に成長するため、これらの波は最新の状態で乱流によって100 kmで破壊されます。すべての季節波（m = 0）は外波です。

ラプラス方程式の解 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

Michael Longue-Higgins [7] ラプラス方程式を完全に解決しました。彼は、ネガティブな所有者εもいることを発見しました n m 与えます。波のファッションには2つのクラスがあります。クラスIの波は正の指標nでマークされ、クラスIIの波は負のNを持つ波です。クラスII波はコリオリの力に基づいてのみ存在し、12時間未満（|ν|> 2）未満で消えます。
ストレートnを持つ波は赤道に関連して対称であり、オッズの波は反対称です。波は、数値（m、n、ν）の数によって特徴付けられます。

図2.北半球上のすべての日波（m = 1;ν= -1）（左）および半日波（m = 2;ν= -2）（右）のすべての日波（m = 1;ν= -1）（左）の圧力振幅の子午線構造。線が出ました：対称波。破線：反対称波

基本的なすべての潮shaft（1、-2、-1）は外波です。彼女は太陽で西にハイキングします。 εの特異性があります -2 初め = -12.56。
最も重要な半日波（2、2、-2）はεの内部波です 2 初め = 12.21。図2は、最も重要な終日（m = 1;左）および半日波（m = 2;右）のハフ関数の圧力振幅の子午線構造を示しています。
対流圏の熱源に適応した終日の潮shaft（1、-2.1）は、対流圏の熱源に最適に適応します。しかし、この波は熱圏の支配的な潮shaftに発生します。電気SQ電流を駆動します
約100〜200 kmの高度（電離層ダイナモ）。

損失プロセス [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

水力方程式と熱力学的方程式を線形化するために、摩擦のパラメーター化と熱損失が導入されます。乱流の摩擦は、レイリーレビューを介して行われます r 、負の水平風に比例して の 、ニュートン冷却のスターメンνによる乱流熱線 n 、負の温度に比例します。両方の用語は、観測から導き出されなければならない純粋な経験的数です。
損失プロセスは現在、複合（標準化された）周波数に表示されますν r = n + in r およびν h = n + n n 、したがって、垂直波数k と 複雑です：

比率ν r /n n Prandtl番号を意味します。
用語ν r およびν n 対流圏では、約0.1のサイズ（または1/νの相互値を持っています r ≈10日）、したがって、24時間以下の潮の場合は取るに足らない。ただし、熱圏では、ニュートラルガスの衝突により、約1以上の値（または1/νの相互値に達することができます。 r <1タグ）。 [8] これは、約150 km上のすべての潮wavが外波になり、それらのハフが徐々にボール機能に縮退することを意味します。ファッションから（1、-2、-1）ボール機能p 初め 初め （φ）、ファッション（2、2、-2）がPに発達します 2 2 （φ）など、地理的幅のφ。 [6] 熱圏では、日中のファッション（1、-2、-1）は、温度振幅が世界的に平均化された外圏温度（約1000〜1500 K）と水平ウィンチのサイズの温度振幅が約15％の支配的な潮shaftであり、
100 m/s（図4を参照）。 [9]

垂直構造 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

水力方程式と熱力学的方程式の線形化により、水平構造と垂直構造の分離が可能です。ラプラス方程式は、ハフ波のファッションの形で水平構造を提供します。固有値ε n m 式4水平構造を、高さZにのみ依存する垂直構造の方程式と接続します。等温雰囲気のために特に簡単なソリューションが存在します（スケール高さh = const。）。このソリューションは、熱源に直接比例する特定の溶液と、垂直波数kの自由に上向きの波で構成されています。 と 式4.上側の条件はブロードキャスト条件です。熱源の上で、上向きに走る波のみが存在する可能性があります。

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波の波 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

最も重要な2つの太陽熱潮wavesは、西に移動する潮waveの1日と半日の波です。 1年以上地面にある彼らの圧力振幅は、（PAで）形を持っています [十] [5]

mitt s =ああ s t +λder lokalzeit、ああ s 太陽の日の円形周波数（φ、λ）の地理的幅と長さ、および普遍的な期間のt。両方のソースは、赤道について対称的です。波s 初め 基本的な外部ファッション（1、-2、-1）と次のより高い内部ファッション（1、2、-1）で構成されています（図2を参照）。波s 2 本質的に内部ファッション（2、2、-2）に対応します。熱源のスペクトル振幅は2倍ですが、日波の振幅は半日波の振幅よりも2倍小さい係数です。したがって、外部波は、内部波と比較して因子4によって抑制されます。

非投票波 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

これらは、1日または1年の期間と上波のある大きなスケールの立場です。それらは普遍的な期間に依存しており、地球の表面の地形的に条件付きの違いによって生成されます（大陸と海洋のコントラスト、地形の違い、気候の違いなど）。これらの波の重要な源は、熱帯の対流です。

波数m = 1の立っている反対称潮shaftと1年の期間は特に重要です。緯度に沿った圧力の違いによって生成されます。冬には、北大西洋上に高い圧力領域があり、シベリア上の低圧領域があり、温度差は約50°Cです。それは夏の逆です。そのような波は、ロスビー・ハウリウィッツの波を通ることができます -3 初め （Rossby-Haurwitz Wavesの場合、ε= 0が適用されます [6] ） 説明。あなたの帯状風がボール機能の幅構造に近づいています 2 初め = 3sinφcosp。

地理的極性の極性の季節成分は、地球の体の回転軸と比較して、ラウンドアバウトの動きのオイラー方程式から決定できます。刺激関数の圧力振幅はサイズ1.2 hPaです。約430〜440恒星の期間と同じ波形タイプが、441 sidereal日のチャンドラー共鳴期間の近くにあるチャンドラーウォッベルンの原因です。 [11]

Lunare Tidal Waves [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

最も強いLunare Tidalシャフトは、地球の表面に（PAで）圧力振幅を持っています

mitt l 月の現地時間。この振幅は、地球の表面で20倍20倍で、太陽の半日波よりも20倍です。気象ノイズからそれらを除去することは困難です。 [5] ここには小さな上の波もあります。

季節波（M = 0） [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

低い雰囲気 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

図3。：高さと幅の関数としての帯状風の気候平均。 Equate近くの東風ゾーンは点線です。

対流圏内の帯状風の気候平均（M =ν= 0）は、中程度と高幅の幅（西から東に向けられた）であり、高さとともに増加し、幅約30°から45°で頂点に達し、20 m/sのサイズから12 kmで2つの噴流で幅約30°から45°で頂点に達します（図3を参照）。固体の間、夏の半球のジェットストリームは約10 m/sで補強され、冬半球でそれに応じて弱められます。低緯度では、東風（パサトウィンデ）が重複しています。これは最大約5 m/sで、約15 kmに消えています（対流圏界面）。 [12番目]

低緯度の太陽熱の余剰は、赤道から極への温度低下を作り出します。損失プロセスのない理想的な雰囲気では、コリオリの力は両方の半球に帯状の西風（地政学的風力）を生成し、熱輸送は最終的に熱伝導によって実行されます。ただし、実際の大気は不安定であり、西風のドリフト内の熱と圧力の補償は、高圧および低圧領域から小さな乱流まで、あらゆるサイズの乱流セルを取得します。低すぎる緯度の熱輸送は非常に複雑です
（バロックラインの不安定性）。 [13] [14] 私たちの和解では、これは損失者レイリー・フリートνのために定額です。 r ニュートン冷却ν n 考慮されます。毎日のシノプティック気象現象の場合、西に移動するロスビー・ハウリウィッツの波は、子午線の波数m = 4-7に関与することが好ましい。彼らはすでに気候の手段でリリースされています。

基本的な波のファッション（0、-2、iν r ）外部ファッションで、ゾーン風コンポーネントがあります

ボール機能p 初め 初め =cosφは、高さzの大気層の剛性のスーパー回転（または逆行性回転）を説明しています。しかし、大気ガスと地球の表面に地球の間に摩擦があります。波モードの西風（0、-2、iν r ）したがって、地球の地球の加速を保証します。応答時間は約7日間であるため、地球の体は小さな周期プロセスに反応しません。しかし、現在、物理学の基本法則は、外部トルクが効果的でない限り、システムの回転衝動は一定のままであると述べています。気候剤では、大気によって地球を加速させてはいけません（または減速）してはなりません。平均して、大気の硬い回転サー期は地球の表面で消えなければならないため、大気と地球の体が気候剤で分離されます。しかし、それは波のファッション（0、-2、iνが r ）別のイーストウィンドタワーu s = -a s cosφを追加する必要があります。これにより、この分離（ 初め + a s 地球の表面z = 0）= 0で、パッセット風の原因です。大気の剛性のあるスーパー回転を説明する波のファッションは、子午線波数m = 0のロスビーハウヴィッツの波です。 [11]

波のファッションのみを備えた帯状風の単純なモデルになる可能性があります（0、-2、iν r ）ロスビー・ハウウィッツの波を構築するだけでなく、帯状風のスーパー回転成分と最大5 kmの高さのもっともらしい熱源の消失を構築します。 [11] 結果（図3）は、観測の基本構造をすでに示しています。幅45°ではなく60°のジェット電流の位置は、単純なモデルによるものであり、他の波のファッションで簡単に修正できます。
地球の表面近くの帯状風は、ボール関数の最初の近似に対応しています

それは、中程度の幅の西風と低幅の東風について説明しています。このボール関数のゼロポイントはφ=±27°です。気候剤では、中程度および高い広い回転パルスの大気が地球の体を放出し、地球の体から低い幅で大気に追加されます。これは、n> 1の他のすべての風力成分にも適用されます。球体の平均は、回転インパルス伝達を消滅させます。

このモデルは意識的に簡素化されており、重要なプロセスを提示するために地球の均質な表面を必要とします。地球の実際の表面構造は、確かに画像を変更します。

回転衝動の保存 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

回転の保存により、大気回転衝動の一時的な変化は、地球体の回転衝動の対応する変化において顕著でなければなりません。実際、これは帯状風の完全および半年ごとの振幅で観察され、毎日の長さの対応する変動と相関しています。 [15] [16] ΔAの大気（すなわち、大気全体）の同等のステアの回転の振幅の周期的な変化 初め ≃0.9 m/sは、Δτs34ミリ秒の1日の長さの変化に対応し、2月3日には最大です。半年間の適切な数値はΔAです 初め 5月8日と11月8日にMaximaで0.8 m/sおよび0.29ミリ秒。 [17] また、0.1ミリ秒のサイズの10日間の変動と、静かな海の上のパサトウンドのエルニニョ現象を反映する変動もあります。 [18] [19]

中程度の雰囲気 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

中大気中の支配的な波は年 – ラウンド波です
（0、-1、iν r ）（n << n r ）。 equinocistsの間、2つのジェット電流が形成されます。冬の半球の西風と、夏の半球の東風の流れは、それぞれ約65〜70 kmおよび50°から60°の幅で、それぞれ70 m/sの東風です。一方、気候平均と半年の波は比較的小さく、20 m/sのサイズです。 [12番目] これらのジェット電流の熱源は、吸収された太陽紫外線であり、オゾン層も生成します。

熱圏の潮 [ 編集 | ソーステキストを編集します ]

すべての大気波は、高さ約150 kmを超えて外波に縮退し、垂直波構造はほとんど見えません。あなたの子午線構造はボール機能の構造です。 n m 子午線波数とmのm = 0：ゾーン平均波; m = 1：すべての日波; m = 2：半日波など）。熱圏は、パスフィルター効果が低い蒸し発振器システムのように、最初の近似で動作します。これは、小さなスケール波（大きな波数nおよびm）が大きなスケール波と比較して抑制されることを意味します。低磁気圏活性の場合、観測された時間的および局所的に変化する外圏温度は、球状関数の合計によって説明できます。 [20]

図4.（a）手段によるゾーナルの対称風成分の循環システムの概略上の高さの断面（p 2 0 ）、（b）抗対称性風コンポーネント（P 初め 0 ）、および（d）対称的なすべての日の風コンポーネント（P 初め 初め ）約3時間と15時間。 （c）北半球の全日波の水平風のベクトルを示している

それは地理的幅、λ地理的長さ、時間、ωです。 a 年間期間の円形周波数、τ=ω d T +λDielokalzeit und oh d 太陽の日の円形周波数。 t a = 6月21日は北半球の夏の時間とτ d = 15:00温度最大の現地時間。

式の右側の最初の用語。 6は、エクソスフィアのグローバルに平均した温度です（tのサイズから ∞ ≈1000k）。 2番目の用語[（p 2 0 = 0,5（3 sin 2 φ -1）]は、低幅と高幅の異なる太陽温暖化によって生成されます。熱風システムは、上部循環荷重の極への風と下部の枝の反対側の風で作成されます（図4A）。低幅と高幅の間の熱補償を保証します。係数Δt 2 0 Bularightゾーンでのジュレスシェの温暖化は、低緯度での太陽XUV関連の熱過剰を部分的に補正するため、0.004が小さいです。 3番目の用語（p 初め 0 =sinφ）は、夏の半球の熱余剰を冬半球に輸送する責任があります。その相対振幅は約です
Δt 初め 0 ≃0.13。最終的に4番目の用語（p 初め 初め =ドミナントな潮shaft（1、-2、-1）のcosφは、日中から夜の側への熱余剰の輸送を説明しています（図4d）。その相対振幅は約ΔTです 初め 初め ≃0.15。さらなる用語（例：半年、半日波など）は、式の場合でなければなりません。 10が追加されます。しかし、それらはそれほど重要ではありません。
対応する合計は、気圧、気密、ガス成分などについて導出できます。 [21]

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