Biến đổi các sóng trọng lực bằng phép quay

Chia sẻ: Nguyễn Văn Hồng | Ngày: | Loại File: DOC | Số trang:7

0
90
lượt xem
20
download

Biến đổi các sóng trọng lực bằng phép quay

Mô tả tài liệu
  Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

Các sóng trọng lực là thủy tĩnh với qui mô nằm ngang khoảng vài trăm km và chu kỳ vài giờ, nhưng chúng bị ảnh hưởng bởi hiệu ứng Coriolis và được mô tả bởi các dao động từng phần và có dạng elip nhiều hơn là dạng đường thẳng trong trường hợp sóng trọng lực thuần túy. Sự phân cực elip này có thể được biết một cách định tính bằng sự quan sát, tại đó hiệu ứng Coriolis cản trở sự vận chuyển của các phần tử theo phương ngang trong một hạt chất lỏng chuyển động quay, nhưng mặt khác lực nổi cản...

Chủ đề:
Lưu

Nội dung Text: Biến đổi các sóng trọng lực bằng phép quay

  1. 7.5. Biến đổi các sóng trọng lực bằng phép quay. Các sóng trọng lực là thủy tĩnh với qui mô nằm ngang khoảng vài trăm km và chu kỳ vài giờ, nhưng chúng bị ảnh hưởng bởi hiệu ứng Coriolis và được mô tả bởi các dao động từng phần và có dạng elip nhiều hơn là dạng đường thẳng trong trường hợp sóng trọng lực thuần túy. Sự phân cực elip này có thể được biết một cách định tính bằng sự quan sát, tại đó hiệu ứng Coriolis cản trở sự vận chuyển của các phần tử theo phương ngang trong một hạt chất lỏng chuyển động quay, nhưng mặt khác lực nổi cản trở sự vận chuyển của các phần tử theo phương thẳng đứng trong trạng thái khí quyển ổn định. Trong trường hợp gần đây, lực cản đối lập với hướng chuyển động của các phần tử, trong khi trước đó, nó vuông góc với vận tốc của các phần tử theo phương ngang. 7.5.1. Các dao động quán tính thuần túy. Ở phần 3.2.3 đã chỉ ra rằng một phần tử chuyển động theo phương ngang trong khí quyển đứng yên với tham số Coriolis không đổi biểu diễn một quĩ đạo tròn theo hướng xoáy nghịch. Suy rộng chuyển động quán tính loại này cho trường hợp dòng chuyển động trung bình địa chuyển sử dụng các tham số tương tự như sử dụng cho các dao động lực nổi trong phần 2.7.3. Nếu giả định dòng chảy ở trạng thái cơ bản với hướng gió địa chuyển là ug, và giả định rằng sự chuyển động của các phần tử không bị xáo trộn bởi trường áp suất, thì phương trình gần đúng của chuyển động có dạng: Du Dy = fv = f Dt Dt (7.49) = f (u g − u ) Dv (7.50) Dt Xem xét một phần tử đang chuyển động với sự chuyển động ở trạng thái địa chuyển cơ bản ở vị trí y = y0 . Nếu phần tử này bị di chuyển ra khỏi dòng chuyển động với khoảng cách là δy , thì chúng ta có thể thu được vận tốc của nó tại vùng mới bằng việc lấy tích phân công thức (7.49): u ( y 0 + δy ) = u g ( y 0 ) + fδy (7.51) Gió địa chuyển tại y 0 + δy có thể được tính gần đúng bằng công thức: 1
  2. ∂u g (7.52) u g ( y 0 + δy ) = u g ( y 0) + δy ∂y Sử dụng (7.51) và (7.52) để ước tính (7.50) tại mực y 0 + δy Dv D 2 ∂y  ∂u g  ∂M = =−f f −  δy = − f  ∂y (7.53) Dt Dt 2  ∂y  ∂y Trong đó, động lượng tuyệt đối M ≡ fy − u g . Phương trình này có dạng toán học tương tự như công thức (2.52), phương trình cho chuyển động của các hạt di chuyển theo phương thẳng đứng trong khí quyển dạng tầng. Phụ thuộc vào dấu của hệ số bên tay phải của phương trình (7.53), các phần tử sẽ bị tác động một lực để quay trở lại vị trí ban đầu hoặc sẽ tăng tốc để tiến xa hơn khỏi vị trí đó. Do vậy hệ số này quyết định tới trạng thái bất ổn định quán tính: Xem xét một cấu trúc liên quan tới quan tính, sự bất ổn định là kết quả từ sự thiếu cân bằng giữa gradient áp suất và lực quán tính đối với phần tử bị dời vị trí trong một xoáy đối xứng qua trục. Ở Bắc Bán Cầu, f có giá trị dương, dòng chảy quán tính ổn định với xoáy tuyệt đối của dòng cơ bản ∂M / ∂y có giá trị dương. Tuy nhiên, tại Nam Bán Cầu, sự ổn định quán tính lại đòi hỏi xoáy tuyệt đối có giá trị âm. Qua theo dõi các hệ thống qui mô synop vùng ngoại nhiệt đới, dòng chảy luôn luôn đạt trạng thái ổn định quán tính, mặc dù tính chất trung lập thường xuất hiện tại vùng dịch chuyển của xoáy nghịch trong dòng xiết ở mực trên cao. Sự xuất hiện của độ bất ổn định quán tính trên một vùng rộng lớn sẽ gây ra sự chuyển động bất ổn định quán tính ngay lập tức, sẽ làm xáo trộn chất lỏng xung quanh như sự xáo trộn đối lưu theo phương thẳng đứng và làm giảm sự dịch chuyển cho đến khi xoáy tuyệt đối f đạt trở lại giá trị dương. (Điều này giải thích tại sao sự dịch chuyển của xoáy nghịch không xảy ra trên một phạm vị rộng lớn tùy ý). Độ bất ổn định quán tính sẽ được xem xét nhiều hơn trong phần 9.3. 7.5.2. Sóng trọng lực quán tính. 2
  3. Khi dòng chảy đạt cả sự ổn định quán tính và sự ổn định trọng lực, sự dịch chuyển của các phần tử sẽ bị cản trở sự quay và nổi. Kết quả là các dao động này được gọi là sóng trọng lực quán tính. Mối quan hệ phân tán của các sóng này có thể được phân tích khi sử dụng các biến trong phương pháp phần tử được áp dụng ở phần 7.4. Chúng ta hãy xem xét sự dao động của các phần tử dọc theo đường xiên trong mặt phẳng (y, z) được chỉ ra trên hình 7.11. Với sự chuyển động theo phương thẳng đứng ∂z , thành phần lực nổi tương ứng với độ nghiêng của dao động của các phần tử là − N 2δz cos α , và với sự chuyển động theo phương kinh tuyến ∂y , thành phần lực Coriolis tương ứng với độ nghiêng của quĩ đạo của các phần tử − f 2δy sin α , trong đó giả định rằng dòng chảy địa chuyển cơ bản nằm trong một vĩ độ không đổi. Do đó, phương trình dao động điều hòa cho các phần tử ở công thức (7.24) được biến đổi thành: Trong đó: ∂s là sự dịch chuyển trở lại của các phần tử bị xáo trộn. Tần số thích hợp cho mối quan hệ phân tán này là: Hình 7.11: quĩ đạo chuyển động của các phần tử trong mặt phẳng kinh tuyến của sóng trọng lực quán tính. 3
  4. Từ tổng N 2 > f 2 (7.56) chỉ ra rằng tần số của sóng trọng lực quán tính phải nằm trong khoảng f ≤ v ≤ N . Tần số xấp xỉ N khi quĩ đạo nghiêng gần như thẳng đứng, và xấp xỉ f khi quĩ đạo nghiêng gần như nằm ngang. Trong điều kiện ở tầng đối lưu giữa, các chu kì của sóng trọng lực quán tính xấp xỉ trong khoảng từ 12 phút tới 15h. Tuy nhiên, hiệu ứng quay trở nên quan trọng chỉ khi số hạng thứ 2 phía bên phải của phương trình (7.56) là tương tự với độ lớn của số hạng thứ nhất. Điều này yêu cầu tan 2 α ~ N 2 / f 2 = 10 4 , trong trường hợp này, rõ ràng trong công thức (7.56) thì v
  5. Đặt: Và, thay vào các phương trình (7.57), (7.58) và (7.62), chúng ta nhận được: Cùng với phương trình (7.60), mối quan hệ phân tán của các sóng thủy tĩnh : Do các sóng thủy tĩnh phải có (k 2 + l 2 ) / m 2
  6. Từ đó dễ dàng kiểm tra được, nếu là số thực thì chuyển động xáo trộn theo phương ngang sẽ thỏa mãn mối quan hệ: Để vector vận tốc theo phương ngang quay theo chiều ngược chiều kim đồng hồ (cùng chiều kim đồng hồ ở Bắc Bán Cầu) theo thời gian. Kết quả là, các phân tử chuyển động theo quĩ đạo elip trong mặt phẳng trực giao với vector số sóng. Các phương trình (7.68) chỉ ra rằng vector vận tốc theo phương ngang quay ngược chiều kim đồng hồ với độ cao của sóng tăng theo hướng năng lượng truyền tới. Các đặc điểm này được mô tả bởi mặt cắt theo phương thẳng đứng trong hình 7.12. Gió theo phương ngang quay theo chiều ngược chiều kim đồng hồ với độ cao và thời gian là phương pháp nguyên thủy để xác định các dao động trọng lực quán tính trong cơ sở dữ liệu khí tượng. Hình 7.12: Mặt cắt thẳng đứng trong mặt phẳng chứa vector sóng k đưa ra các mối quan hệ về pha giữa vận tốc, thế năng trái đất, và dao động nhiệt độ trong sóng trọng lực quán tính lan truyền lên phía trên với m0, và f>0 (tại Bắc Bán Cầu). Các đường nghiêng mảnh biểu thị bề mặt của các pha không đổi (vuông góc với vector sóng) và các đường mũi tên đậm chỉ hướng của pha truyền. Các đường mũi tên mảnh chỉ trường vận tốc theo phương thẳng đứng và vùng xáo trộn. Các nhiễu động gió 6
  7. theo phương kinh tuyến được biểu diễn bằng các mũi tên hướng vào trong bảng (hướng bắc) và hướng ra phía ngoài (phía nam). Lưu ý rằng nhiễu động vector gió quay theo chiều kim đồng hồ (ngược chiều kim đồng hồ) theo độ cao. 7

CÓ THỂ BẠN MUỐN DOWNLOAD

Đồng bộ tài khoản