Khí tượng biển - Chương 3

Chia sẻ: Nguyen Nhi | Ngày: | Loại File: PDF | Số trang:72

Thêm vào BST

Báo xấu

148
lượt xem 25
download

Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

CƠ SỞ NHIỆT ĐỘNG LỰC HỌC KHÍ QUYỂN 3.1 Cơ sở nhiệt lực học khí quyển 3.1.1 Các quá trình đoạn nhiệt của không khí 1) Giới thiệu chung Theo nguyên lý thứ nhất của nhiệt động học thì “năng lượng toàn phần của một cơ hệ bằng tổng công sinh ra và nhiệt lượng mà cơ hệ nhận được”, nên nếu có một lượng nhiệt dQ cung cho 1 gam không khí thì nó sẽ biến thành nội năng du và công dãn nở APdV: dQ = du + APdV (3-1) ...

Chủ đề:

Bình luận(0) Đăng nhập để gửi bình luận!

Lưu

Nội dung Text: Khí tượng biển - Chương 3

CHƯƠNG III CƠ SỞ NHIỆT ĐỘNG LỰC HỌC KHÍ QUYỂN 3.1 Cơ sở nhiệt lực học khí quyển 3.1.1 Các quá trình đoạn nhiệt của không khí 1) Giới thiệu chung Theo nguyên lý thứ nhất của nhiệt động học thì “năng lượng toàn phần của một cơ hệ bằng tổng công sinh ra và nhiệt lượng mà cơ hệ nhận được”, nên nếu có một lượng nhiệt dQ cung cho 1 gam không khí thì nó sẽ biến thành nội năng du và công dãn nở APdV: dQ = du + APdV (3-1) Trong khí tượng thì: dQ chính là biến thiên nhiệt lượng của khối không khí được mặt đất đốt nóng; du = Cv dT là nội năng của khối không khí; APdV là công dãn nở không khí; (A là đương lượng nhiệt của công; A = 0,24.10-7cal/ecg). Do đó: dQ = Cv dT + APdV (3-2) Do dV không đo được trực tiếp nên ta phải tìm một biểu thức trung gian: Từ phương trình trạng thái: PV = RT d(PV = RT) ⇒ VdP + PdV = RdT ⇒ PdV = RdT − VdP Lấy vi phân ta có: Thay vào (3-2) ta có: dQ = Cv dT + ARdT − AVdP dQ = (Cv + AR)dT − AVdP (3-3) dQ = (Cp)dT − AVdP (3-4) Trong đó: Cp là nhiệt dung đẳng áp; Cp = 0,24 cal/gđộ ( Vì trong trường hợp đẳng áp: dP = 0 thì: dQ = Cp.dT (*); Vi phân phương trình trạng thái: PdV = RdT, thay vào (3-2), ta có: dQ = CvdT + ARdT = (Cv + AR)dT (**). So sánh (*) và (**) ta có: Cv + AR = Cp ). RT Mà: V= . Do đó: P ART dQ = CpdT − dP (3-5) P Phương trình (3-5) là phương trình nhiệt lực học cơ bản hay dùng trong Khí tượng học vì nó có chứa áp suất P, nhiệt độ T là các đại lượng quan trắc được; A, R, Cp là các đại lượng đã biết. Các phương trình từ (3-1) đến (3-4) đều là các dạng khác nhau của phương trình nhiệt động học. ART dQ - Từ phương trình (3-5) có thể tính được dT: dT = + dP Cp Cp P Có nghĩa là sự thay đổi nhiệt độ của khối không khí không chỉ do dQ mà còn do dP nữa. Chẳng hạn: trong trường hợp dQ > 0 nếu dP > 0 thì nhiệt độ tăng, dP < 0 thì nhiệt độ giảm.
- Trường hợp đặc biệt: dQ = 0, ta có phương trình nhiệt lực học như sau: dP Cp dT = ART (3-6) P Và sự biến thiên của nhiệt độ trong khối không khí chỉ phụ thuộc vào sự thay đổi của áp suất khí quyển. Trong khí tượng, người ta gọi quá trình ứng với dQ = 0 này là quá trình đoạn nhiệt. Thực ra, trong khí quyển không có quá trình đoạn nhiệt một cách hoàn toàn (nhất là trong lớp khí quyển sát đất nơi tiếp xúc với bề mặt đệm), song trong những trường hợp riêng biệt, sự trao đổi nhiệt bằng phương thức phân tử, phát xạ là khá nhỏ, thì ở một chừng mực nào đó có thể bỏ qua sự trao đổi nhiệt của khối không khí với môi trường xung quanh bằng các phương thức này và xem quá trình thăng giáng của không khí là quá trình đoạn nhiệt. Trong quá trình thăng đoạn nhiệt thì nhiệt độ không khí giảm đi, trong quá trình giáng đoạn nhiệt thì nhiệt độ không khí tăng lên. Sở dĩ như vậy vì: không khí bốc lên cao thì dãn nở và tiêu tốn một công để làm dãn nở nó, công này lấy ở nội năng của không khí làm cho nhiệt độ khối không khí giảm đi. Ngược lại, không khí ở trên cao giáng xuống tới những lớp có áp suất lớn hơn nên bị nén lại do ngoại lực do đó làm tăng nội năng của không khí làm cho nhiệt độ khối không khí tăng lên. - Các chuyển động thăng, giáng đoạn nhiệt: Các chuyển động thăng, giáng đoạn nhiệt có thể chia làm hai loại: chuyển động thăng, giáng động lực và chuyển động thăng, giáng nhiệt lực. Chuyển động thăng, giáng động lực do nguyên nhân động lực gây nên mà nhân tố chủ yếu là sự hội tụ, phân kỳ trong chuyển động xoáy; là sự nâng lên hay lắng xuống khi không khí gặp và vượt qua chướng ngại vật. Chuyển động thăng, giáng nhiệt lực do nguyên nhân nhiệt lực gây nên mà nhân tố chủ yếu là không khí ở tầng dưới bị đốt nóng, tầng trên còn nguội lạnh; là sự giải phóng tiềm nhiệt do ngưng kết của hơi nước... làm cho građiăng nhiệt độ không khí thẳng đứng tăng. Tất nhiên, trong thực tế có thể có một quá trình thăng giáng đoạn nhiệt bao gồm cả hai nguyên nhân trên, trong đó khi thì nhiệt lực chiếm ưu thế, khi thì động lực chiếm ưu thế. 2) Quá trình đoạn nhiệt của không khí khô: Không khí khô là không khí không có hơi nước. Sau đây ta xây dựng phương trình đoạn nhiệt của không khí khô: a) Phương trình đoạn nhiệt của không khí khô - Công thức Poát xông: Xét một đơn vị khối lượng không khí khô có các đặc trưng là: nhiệt độ Ti, mật độ ρi và áp suất Pi được đặt trong môi trường xung quanh có các đặc trưng là: nhiệt độ Te, mật độ ρe và áp suất Pe tham gia quá trình thăng giáng đoạn nhiệt. Vì quá trình chuyển động xảy ra từ từ nên áp suất bên trong của khối không khí cân bằng với áp suất của môi trường xung quanh và bằng áp suất khí quyển (Pi = Pe= P).
Vì quá trình thăng giáng là quá trình đoạn nhiệt nên dQ = 0 và phương trình nhiệt lực có dạng: dP Cp dT = ART (3-6) P dT AR dP Hay: = (3-7) Cp P T Trong khối không khí đang tham gia quá trình thăng giáng đoạn nhiệt nêu trên, giả sử tại thời điểm ban đầu các đặc trưng trạng thái của khối không khí được xác định bởi nhiệt độ T0, áp suất P0; sau một thời gian tham gia quá trình thăng giáng đoạn nhiệt các đặc trưng trạng thái của khối không khí được xác định bởi nhiệt độ T, áp suất P. Muốn xác định được trạng thái khối không khí trong cả quá trình đoạn nhiệt ta lấy tích phân biểu thức (3-7): P T dT AR dP AR ∫ ∫ P T ⇒ ln = = ln P0 Cp P Cp TT T0 P0 0 AR ⎛ P ⎞ Cp T =⎜ ⎟ Rút ra: (3-8) T0 ⎜ P0 ⎟ ⎝ ⎠ Công thức (3-8) là công thức Poát xông hay còn gọi là phương trình đoạn nhiệt của không khí khô. Nó cho phép ta xác định được trạng thái của không khí khô trong quá trình thăng giáng đoạn nhiệt. Vì: Cp = Cv + AR ; Cp −1 Cp − Cv 1,4 − 1 AR = Cv ≈ 0,288 Nên: = = Cp Cp Cp 1,4 Cv AR ≈ 0,288 nên công thức Poát xông có thể viết dưới dạng: Cp 0 , 288 ⎛P⎞ T =⎜ ⎟ (3-8') T0 ⎜ P0 ⎟ ⎝ ⎠ Công thức Poát xông một lần nữa khẳng định mối liên hệ giữa sự thay đổi của nhiệt độ T chỉ phụ thuộc vào áp suất khí quyển P trong quá trình đoạn nhiệt. Dùng công thức Poát xông có thể tính được nhiệt độ không khí ở thời điểm cuối cùng khi biết nhiệt độ, áp suất ở thời điểm ban đầu và áp suất ở thời điểm cuối cùng của quá trình đoạn nhiệt. b) Građiăng đoạn nhiệt khô γk: Vấn đề đặt ra là tính toán sự thay đổi của nhiệt độ theo chiều cao trong quá trình đoạn nhiệt. Vẫn khối không khí được tách ra ấy đang tham giá quá trình thăng giáng đoạn nhiệt. áp dụng phương trình (3-6), ta có:
dP Cp dT = ART P ARTi dP Suy ra: dTi = Cp P ARTi 1 dP dTi Viết lại: = .. Cp P dz dz Với môi trường xung quanh: dP = − ρegdz - Sử dụng quan hệ tĩnh học: ρe = P - Dùng phương trình trạng thái: RTe dP = − P gdz Do đó: RTe Như vậy: dTi T Ag = i. (3-9) Te Cp dz Phương trình (3-9) cho ta biết sự thay đổi nhiệt độ của không khí khô theo độ cao trong quá trình thăng giáng đoạn nhiệt gọi là građiăng đoạn nhiệt khô γk. Do nhiệt độ Ti của không khí khô chênh với nhiệt độ Te của môi trường xung Ti ≈ 1. Do đó: quanh ít, do đó có thể xem Te dTi Ag =− (3-9') Cp dz dT i Ag γk = − γk = Ta có: nên: dz Cp g = 9,81 m/s2 ; Cp = 0,24 cal/gđộ ; A = 24.10-5 cal/(m2/s2g) Trong hệ SI: nên: γk = 0,99o/100m. Trong khí tượng ta xem γk = 1o/100m. Như vậy, trong quá trình đoạn nhiệt khô, khối không khí cứ thăng lên 100 m thì nhiệt độ của không khí giảm xuống 1oC, cứ giáng xuống 100 m thì nhiệt độ của không khí tăng lên 1oC. Do đó, ta có thể tính được nhiệt độ của khối không khí khô tham gia quá trình thăng giáng đoạn nhiệt ở bất cứ độ cao nào theo biểu thức sau đây: z 2 − z1 T2 = T1 − γk (3-10) 100 Trong đó: T1 và T2 là nhiệt độ cần phải tính của khối không khí khô tham gia quá trình đoạn nhiệt ở độ cao z1 và z2 đã biết. Nếu có số liệu đo đạc tại mặt đất: z1 = 0, T1 = T0 thì nhiệt độ của khối không khí khô T tham gia quá trình thăng đoạn nhiệt ở độ cao z bất kỳ sẽ là: z T = T0 − γk (3-10’) 100 z Đồ thị biểu diễn phương trình (3- 10) và (3-10') có dạng đường thẳng.
Đường thẳng này biểu diễn mối γk liên hệ giữa nhiệt độ của không khí khô khi tham gia quá trình đoạn nhiệt o với độ cao và được gọi là đường đoạn 45 T nhiệt của không khí khô, còn gọi tắt là đường đoạn nhiệt khô. Đường đoạn nhiệt khô nghiêng Hình 3-1 với trục hoành một góc 45o (hình 3-1). Cũng cần lưu ý rằng: bản chất và ý nghĩa của đường đoạn nhiệt khô γk khác đường tầng kết γ trong khí quyển tĩnh. Cụ thể: - γk: Biểu diễn sự biến đổi nhiệt độ theo độ cao của không khí khi bản thân nó tham gia quá trình thăng giáng đoạn nhiệt. - γ : Sự phân bố nhiệt độ theo độ cao trong khí quyển tĩnh. 3) Quá trình đoạn nhiệt của không khí ẩm chưa bão hoà a) Phương trình đoạn nhiệt của không khí ẩm chưa bão hoà Không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước bao gồm các phần tử không khí khô và hơi nước. Để xây dựng phương trình biến đổi đoạn nhiệt của không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước ta viết các phương trình biến đổi đoạn nhiệt của các phần tử không khí khô và của các phần tử hơi nước, sau đó tổng hợp lại. Sau đây ta viết phương trình đoạn nhiệt cho 1 gam không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước. Tách một thể tích không khí ẩm chưa bão hoà với khối lượng là 1 gam có chứa q gam hơi nước và (1 - q) gam không khí khô. Gọi e là áp suất của hơi nước thì thành phần áp suất của không khí khô sẽ là (P - e). Nếu có một lượng nhiệt dQ truyền vào thể tích không khí ẩm chưa bão hoà thì lượng nhiệt này có thể chia thành hai thành phần: một phần truyền cho (1 - q) gam không khí khô ký hiệu là dQ1, phần khác truyền cho q gam hơi nước ký hiệu là dQ2: dQ = dQ1 + dQ2 áp dụng phương trình nhiệt lực học cơ bản ta có: d (P − e) dQ1 = (1 − q) Cp dTi − (1 − q)ARTi P−e de dQ2 = q Cpnước dTi − qARnướcTi e Trong đó: Cpnước và Rnước là nhiệt dung đẳng áp và hằng số hơi đối với hơi nước, Cpnước = 1,83 Cp và Rnước = 1,6 R e Mặt khác: q = 0,622 (*) P Lấy lôgarít biểu thức (*), sau đó lấy vi phân ta được: d q d e dP − = q P e
Giả sử trong cả quá trình thăng giáng không có sự trao đổi về ẩm, tức là dq = 0, ta có: d e dP = P e Và vì e
nhiệt của không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước, gọi tắt là građiăng đoạn nhiệt ẩm chưa bão hoà. So sánh các công thức (3-9), (3-9') với (3-13), (3-13') ta thấy chỉ sai khác nhau 1 + 0,6q một hệ số < 1 và vì vậy có thể thấy rằng về giá trị chính xác thì građiăng 1 + 0,83q đoạn nhiệt ẩm chưa bão hoà nhỏ hơn građiăng đoạn nhiệt khô. 1 + 0,6q Thực ra, vì trong khí quyển thực tế q < 4.10-2 g/g nên có thể xem ≈ 1 nên 1 + 0,83q građiăng đoạn nhiệt ẩm chưa bão hoà xấp xỉ bằng građiăng đoạn nhiệt khô. Và khi q = 0 thì građiăng đoạn nhiệt ẩm chưa bão hoà bằng građiăng đoạn nhiệt khô. Do đó để tiện tính toán trong các quá trình đoạn nhiệt người ta coi građiăng đoạn nhiệt ẩm chưa bão hoà bằng građiăng đoạn nhiệt khô và bằng 1o/100 m. Từ đây, chúng ta có thể xem một cách đồng nhất sự biến đổi đoạn nhiệt của không khí ẩm chưa bão hòa hơi nước với sự biến đổi đoạn nhiệt của không khí khô vì chúng đều theo quy luật đoạn nhiệt khô mà sai số không lớn. 4) Quá trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà Không khí ẩm bão hoà hơi nước tại một nhiệt độ nào đó khi lượng ẩm chứa trong không khí đó đạt giá trị cực đại, hay sức trương hơi nước của không khí đạt tới sức trương hơi nước bão hòa ở nhiệt độ đó. Trong quá trình chuyển động đoạn nhiệt không khí sẽ đạt tới một độ cao nào đó mà tại đó không khí đạt tới trạng thái bão hoà và quy luật biến đổi đoạn nhiệt từ đó trở đi theo quy luật đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà. Độ cao đó được gọi là mực ngưng kết. Hay nói cách khác là độ cao mà hơi nước chứa trong không khí đang bốc lên đạt tới trạng thái bão hoà (có khả năng đầy đủ để xảy ra ngưng kết) gọi là mực ngưng kết. Sau đây ta xét quá trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà hơi nước. Ta xét một thể tích không khí ẩm bão hoà gồm: không khí khô, hơi nước, sản phẩm ngưng kết (nhưng những sản phẩm này không thoát ra khỏi môi trường bên ngoài để đảm bảo dQ = 0). Đồng thời khi đi lên hay đi xuống, nước trong không khí đó có thể thay đổi trạng thái: từ trạng thái hơi sang trạng thái nước hoặc băng và ngược lại thì khối lượng của nó cũng không thay đổi. Quá trình thăng giáng của khối không khí với điều kiện như vậy gọi là quá trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà. Nếu giọt nước hoặc tinh thể băng trong khối không khí rơi ra ngoài thành mưa trong quá trình chuyển động thăng giáng thì quá trình đó gọi là quá trình đoạn nhiệt giả (chúng ta sẽ xét sau). a) Phương trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà Giả sử nếu có một lượng nhiệt dQ cung cấp cho thể tích không khí ẩm bão hoà hơi nước; áp dụng định luật thứ nhất của nhiệt lực học thì lượng nhiệt dQ đó chuyển thành năng lượng làm: tăng nội năng của thể tích không khí ẩm bão hoà (CvdT); biến thành công để giãn nở không khí (ApdV) và bốc hơi các giọt nước trong thể tích không khí ẩm bão hoà (Ldq). Tức là:
dQ = CvdT + APdV + Ldq (3-14) So với không khí khô và không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước thì dQ cung cấp cho thể tích không khí ẩm bão hoà hơi nước phải bỏ ra thêm một phần năng lượng là Ldq để làm bốc hơi các giọt nước. Do đó phương trình nhiệt lực học viết cho không khí ẩm bão hoà là: dP dQ = CpdTi − ARTi + Ldq (3-14') P Trong đó: L = 597 + 0,65t là tiềm nhiệt bốc hơi. Trong trường hợp nước thăng hoa còn phải tính thêm nhiệt nóng chảy nữa. Nếu thể tích không khí ẩm bão hòa này tham gia quá trình thăng giáng đoạn nhiệt thì phương trình viết cho quá trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà như sau: dP CpdTi − ARTi + Ldq = 0 (3-14'') P Phương trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà cũng có thể viết dưới dạng khác như sau: Vì dq là lượng hơi nước đã bốc hơi ta không tính được trực tiếp nên ta sẽ biểu diễn nó qua E, T, P: e E Ta đã biết q = 0,622 , với không khí ẩm bão hòa thì: q = 0,622 P P Lấy lôgarít, sau đó lấy vi phân ta được: d E d E dTi dP dq dE − ⇒ = Biến đổi = . P dT E q E E i d E dTi d E dTi dq dP dP − ⇒ − q. = . dq = q. . dT E dT E P P q i i Thay vào công thức (3-14'') ta được: d E dT dP dP + L q. . i − L q . CpdTi − ARTi =0 P dT E P i ARTi q dE q (Cp + L . ) dTi = ( + L ) dP P P E dTi 1 ARTi + Lq dTi Vậy: = . (3-15) q dE dP P Cp + L E dTi Công thức (3-15) cũng là một dạng của phương trình biến đổi đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà hơi nước. b) Građiăng đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà Từ phương trình đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà (3-14''), ta có: dP − CpdTi = − ARTi + Ldq P Sử dụng tĩnh học đối với môi trường xung quanh:
dP = − ρegdz = − P gdz RTe Tất nhiên là vẫn xem quá trình thăng giáng đoạn nhiệt xảy ra từ từ nên Pi = Pe. Thay vào công thức (3-14'') ta có : ARTi Ag Ti P gdz L L dTi = − − dq = − . dz − . . dq RTe P Cp Cp Cp Cp Te dTi Ti Ký hiệu γẩ = − và thực tế Ti ≈ Te, nên cũng có thể xem ≈ 1, ta có: Te dz dTi L dq Ag γẩ = − = + (3-15') Cp dz dz Cp Phương trình (3-15') cho ta biết sự thay đổi nhiệt độ của không khí ẩm bão hoà hơi nước theo độ cao trong quá trình đoạn nhiệt gọi là građiăng đoạn nhiệt của không khí ẩm bão hoà hơi nước, gọi tắt là građiăng đoạn nhiệt ẩm bão hoà. Theo phương trình (3-15') thì γẩ = γk khi q = 0, tức là không khí không có lượng ẩm thì quy luật biến đổi đoạn nhiệt sẽ theo quy luật đoạn nhiệt khô. Cũng theo phương trình (3-15') thì: dq < 0 nên γẩ < γk. - Càng lên cao lượng ẩm càng giảm do ngưng tụ dz - Lượng hơi ẩm còn phụ thuộc vào nhiệt độ T và áp suất P của không khí nên γẩ cũng phụ thuộc vào nhiệt độ và áp suất, tức là γẩ không phải là hằng số. - Nếu cố định P thì: khi nhiệt độ cao thì L sẽ lớn, do đó L dq sẽ lớn và như vậy Cp dz γẩ sẽ nhỏ. Ngược lại, khi nhiệt độ thấp thì L sẽ nhỏ, do đó L dq sẽ nhỏ và như vậy γẩ Cp dz sẽ lớn. - Nếu xét trong điều kiện hai khối không khí có cùng thể tích, cùng nhiệt độ, khi đó L như nhau thì: khi áp suất P lớn, không khí bị nén làm cho Cp sẽ lớn, do đó L dq sẽ nhỏ và như vậy γẩ sẽ lớn. Ngược lại, khi áp suất P nhỏ, không khí ít bị nén Cp dz làm cho Cp sẽ nhỏ hơn, do đó L dq sẽ lớn và như vậy γẩ sẽ nhỏ. Cp dz Như vậy, građiăng đoạn nhiệt ẩm bão hoà γẩ không những phụ thuộc vào áp suất mà còn phụ thuộc vào nhiệt độ bản thân khối không khí (γẩ của không khí có áp suất lớn > γẩ của không khí có áp suất nhỏ và γẩ của không khí có nhiệt độ cao < γẩ của không khí có nhiệt độ thấp). Từ các nhận xét trên ta đi đến kết luận: Nếu lấy cùng một giá trị P và T thì đường γẩ nằm bên phải đường γk. Nhiệt độ không khí ẩm bão hoà càng thấp hay độ cao thăng lên càng cao thì γẩ càng tiến gần đến γk, tức là càng lên cao đường γẩ càng song song với đường γk. Đường γẩ là đường cong vì
nó không những phụ thuộc vào sự biến đổi của nhiệt độ mà còn phụ thuộc vào độ ẩm của khối không khí (hình 3-2). Người ta gọi chung γẩ và γk là đường trạng thái của không khí. Đường trạng thái của khối không khí trong quá trình thăng giáng đoạn nhiệt như hình (3-3). γẩ γk γẩ mực ngưng kết γk Hình 3-2 Hình 3-3 Đường trạng thái của một khối không khí tham gia chuyển động thăng lên từ mặt đất trên hình 3-3 có thể mô tả như sau: Lúc đầu không khí thường chưa bão hoà hơi nước nên nhiệt độ biến thiên theo quy luật đoạn nhiệt khô (theo đường γk), đến mực ngưng kết không khí đạt tới bão hoà nên nhiệt độ biến thiên theo quy luật đoạn nhiệt ẩm (theo đường γẩ). Nếu không khí ở mặt đất đã bão hoà hơi nước thì đường trạng thái của khối không khí đó là đường γẩ ngay từ mặt đất. Đường trạng thái trên hình 3-3 cũng đúng với khối không khí tham gia chuyển động giáng, song cần thấy rằng càng xuống thấp thì nhiệt độ càng tăng, các giọt nước càng bốc hơi nhiều và không còn các sản phẩm ngưng kết, nhiệt độ lại tăng lên thì không khí lúc đó sẽ trở nên không bão hoà hơi nước. Nếu khối không khí không có các sản phẩm ngưng kết thì khi giáng sẽ xuống ngay theo đường γk. 5) Các loại nhiệt độ khí tượng Để so sánh trạng thái nhiệt của các khối không khí ta phải loại trừ ảnh hưởng của áp suất bằng cách đưa nhiệt độ của các khối không khí về cùng một áp suất. Trên cơ sở đó, người ta đưa ra một số các đặc trưng về nhiệt độ. a) Nhiệt độ thế vị - Định nghĩa: Nhiệt độ thế vị là nhiệt độ của khối không khí khô có được nếu nó được đưa một cách đoạn nhiệt về áp suất 1000 mb - Ký hiệu là θo. Như vậy, nhiệt độ thế vị θ được xác định theo công thức Poát xông: 0 , 288 ⎛P⎞ T =⎜ ⎟ ⎜P⎟ T0 ⎝ 0⎠ Trong đó, thay: T = θ ; T0 = T ; P = 1000 mb ; P0 = P. Ta có: 0 , 288 ⎛ 1000 ⎞ θ=T ⎜ (3-16) ⎟ ⎝ P⎠ θ: nhiệt độ thế vị của khối không khí; Trong đó:
T: nhiệt độ của khối không khí tại điểm có áp suất P. Có thể tính θ bằng đơn vị (oC) như sau: z θ(oC) = t(oC) + γk 100 Trong đó: z là độ cao của khối không khí so với độ cao có áp suất 1000 mb. - Cách xác định nhiệt độ z thế vị θ trên giản đồ: A Ví dụ: Tại A có nhiệt độ không khí t = −10oC; từ A kẻ B P = 1000 đường song song với đường γk gặp mực có áp suất khí quyển mb P = 1000 mb tại B. Từ B gióng thẳng xuống trục hoành ta có nhiệt độ thế vị θ = 10oC -10o 0 o 10 o T (hình 3-4). Hình 3-4 - Sự thay đổi nhiệt độ thế vị trong quá trình đoạn nhiệt: dT dθ dP − 0,288 Lấy lôgarít và sau đó lấy vi phân (3-16), ta có: = θ T P dθ dT AR dP AR − Thay: = 0,288 ; ta có: = θ Cp P Cp T dT AR dP − Mà: = dQ = 0 (phương trình đoạn nhiệt) T Cp P dθ dθ = 0 Do đó: =0 Vậy: θ Như vậy: Trong quá trình chuyển động thăng giáng đoạn nhiệt, nhiệt độ thế vị không thay đổi và là một hằng số. - Sự phân bố nhiệt độ thế vị theo độ cao: AR ⎛ 1000 ⎞ Cp AR Từ: θ = T ⎜ Lấy lôgarít 2 vế, ta có: lnθ = ln T + (ln1000 − ; ⎟ Cp ⎝ P⎠ lnP) ∂ Vì: θ, T, P phụ thuộc vào z, ta có thể lấy đạo hàm theo z ( ), ta được: ∂z 1 ⎛∂T AR T ∂ P ⎞ 1 ∂θ 1 ∂T AR 1 ∂ P − − = =⎜ ⎟ θ∂z T ∂z Cp P ∂ z T⎝∂z Cp P ∂ z ⎠ ∂P AR T ∂ P AR T g P Ag P =−ρg=− =− =− = − γk Vì: g ; nên: ∂z Cp P ∂ z Cp P RT Cp RT 1 ∂θ ∂T 1 ⎛∂T ⎞ + γ k ⎟ ; mà: γ = − Do đó: =⎜ nên: T⎝ ∂z θ∂z ∂z ⎠
∂θ θ = (γk − γ) (3-17) ∂z T Công thức (3-17) biểu thị sự phân bố nhiệt độ thế vị theo độ cao. Có thể nhận xét như sau: ∂θ * γk = γ (đường γk trùng hoặc song song với đường γ) thì = 0, tức là nhiệt độ ∂z thế vị không thay đổi theo độ cao. Trường hợp này trạng thái không khí được gọi là trạng thái cân bằng phiếm định. ∂θ * γk > γ (đường γk nằm bên trái đường γ) thì > 0, tức là nhiệt độ thế vị tăng ∂z theo độ cao. Trường hợp này trạng thái không khí được gọi là trạng thái cân bằng ổn định. ∂θ * γk < γ (đường γk nằm bên phải đường γ) thì < 0, tức là nhiệt độ thế vị giảm ∂z theo độ cao. Trường hợp này trạng thái không khí được gọi là trạng thái cân bằng bất ổn định. Vì vậy, sự phân bố nhiệt độ thế vị theo độ cao phụ thuộc vào građiăng nhiệt độ thẳng đứng γ. Trong tầng đối lưu đại đa số các trường hợp có γ < γk nên thông thường nhiệt độ thế vị tăng theo độ cao; đặc biệt khi có nghịch nhiệt thì nhiệt độ thế vị tăng ∂T ∂θ > 0 nên γ < 0, do đó theo độ cao rất nhanh (vì khi đó: >> 0). ∂z ∂z B ằ ng đ ồ t h ị t a d ễ d àng th ấ y đ ượ c ở c ác khu v ự c tr ạ ng thái cân b ằ ng khác nhau thì s ự p hân b ố n hi ệ t đ ộ t h ế v ị t heo đ ộ c ao c ũ ng khác nhau (hình 3-5): - Trong khu vực trạng thái cân bằng ổn định thì điểm xuất phát càng cao bao nhiêu thì nhiệt độ thế vị càng cao bấy nhiêu ( θ3 > θ2 Hình 3-5 > θ1). - Trong khu vực trạng thái cân bằng bất ổn định thì điểm xuất phát càng cao bao nhiêu thì nhiệt độ thế vị càng nhỏ bấy nhiêu ( θ 3 < θ'2 < θ1 ). ' ' - Trong khu vực trạng thái cân bằng phiếm định thì nhiệt độ thế vị không thay đổi theo độ cao (θ3 = θ2 = θ1 = θ). Từ các nhận xét trên đây, chúng ta đi đến kết luận: có thể dựa vào nhiệt độ thế vị để xác định trạng thái của không khí.
b) Nhiệt độ tương đương và nhiệt độ thế vị tương đương: - Nhiệt độ tương đương: Nhiệt độ tương đương là nhiệt độ có được của một thể tích không khí ẩm nếu như toàn bộ hơi nước trong thể tích không khí ấy ngưng kết và toàn bộ nhiệt lượng toả ra do quá trình ngưng kết ấy dùng để đốt nóng thể tích không khí đó trong điều kiện áp suất không đổi, ký hiệu là T∋. T∋ = T + Δ T (3-18) L.q ΔT = Trong đó: = 2,52 q (q: độ ẩm riêng) Cp Hay: T∋ = T + 2,52 q (3-18’) Nếu có hiện tượng ngưng hoa thì: ΔT = 2,84 q ; nên: T∋ = T + 2,84 q (3-18’’) e Vì: q = 0,622 ; Cp = 0,24 ; L = 597, nên còn có thể tính T∋ bằng công thức P sau: 1570 e T∋ = T + (3-18’’’) P Nếu thể tích không khí nằm gần biển thì: T∋ = T + 1,57 e Như vậy, nhiệt độ tương đương phụ thuộc vào nhiệt độ bản thân các phần tử khí (T) và lượng hơi nước chứa trong không khí. Nó đặc trưng cho trữ lượng nhiệt chứa trong không khí ẩm và không khí ẩm có nội năng lớn hơn không khí khô. - Nhiệt độ thế vị tương đương: Nhiệt độ thế vị tương đương là nhiệt độ có được khi di chuyển thể tích không khí có nhiệt độ tương đương ở độ cao nào đó về mực áp suất tiêu chuẩn 1000 mb theo đường đoạn nhiệt khô, ký hiệu là θ∋. Như vậy, nhiệt độ thế vị θ∋ cũng được xác định theo công thức Poát xông: 0 , 288 ⎛P⎞ T =⎜ ⎟ ⎜P⎟ T0 ⎝ 0⎠ Trong đó, thay: T = θ∋ ; T0 = T∋ ; P = 1000 ; P0 = P. Ta có: 0 , 288 ⎛ 1000 ⎞ θ∋ = T∋ ⎜ (3-19) ⎟ ⎝ P⎠ θ∋: nhiệt độ thế vị tương đương của thể tích không khí; Trong đó: T∋: nhiệt độ tương đương của thể tích không khí tại điểm có áp suất P. Từ công thức (3-19), ta có thể tính được nhiệt độ thế vị tương đương khi biết được nhiệt độ, áp suất và độ ẩm q hoặc e. Ta cũng có thể tính được nhiệt độ thế vị tương đương khi biết được độ cao z của thể tích không khí so với mực 1000 mb: z θ ∋ = T∋ (3-19’) 100 Tương tự như nhiệt độ thế vị, trong suốt quá trình đoạn nhiệt nhiệt độ thế vị tương đương cũng không thay đổi theo độ cao.
Nếu so sánh với nhiệt độ thế vị θ thì: 0 , 288 0 , 288 0 , 288 ⎛ 1000 ⎞ ⎛ 1000 ⎞ ⎛ 1000 ⎞ θ∋ = (T + ΔT) ⎜ + ΔT ⎜ = T⎜ ⎟ ⎟ ⎟ ⎝ P⎠ ⎝ P⎠ ⎝ P⎠ Hay: θ∋ = θ + Δθ , tức là θ∋ > θ và càng lên cao do P càng giảm nên sự sai khác này càng lớn. Do tính chất bảo toàn giá trị trong suốt quá trình đoạn nhiệt nên trong dự báo thời tiết θ∋ được dùng để so sánh trạng thái nhiệt của các khí đoàn. - Nhiệt độ tương đương giả, nhiệt độ thế vị giả: Để đưa ra khái niệm này chúng ta phải dựa vào cơ sở thực tế sau đây: Khi một thể tích không khí ẩm có nhiệt độ T1 ở độ cao nào đó tham gia chuyển động thăng đoạn nhiệt thì: Ban đầu vì chưa đạt tới trạng thái bão hoà nên quy luật giảm nhiệt độ theo độ cao là quy luật đoạn nhiệt khô. Đến độ cao mực ngưng kết nếu thể tích không khí tiếp tục đi lên thì quy luật giảm nhiệt độ theo độ cao sẽ theo quy luật đoạn nhiệt ẩm và tới một độ cao nào đó mà toàn bộ sản phẩm ngưng kết được giải phóng ra ngoài khỏi khối không khí dưới dạng mưa, không khí sẽ quay trở lại không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước hoặc thậm chí có thể trở thành không khí khô. Sau khi giải phóng hơi ẩm, nếu khối không khí lại được giáng xuống một cách đoạn nhiệt thì quy luật tăng nhiệt độ của không khí sẽ theo quy luật đoạn nhiệt khô. Tới mực xuất phát ban đầu nó nhận được một nhiệt độ mới T2 cao hơn nhiệt độ ban đầu, tức là: T2 > T1. Quá trình diễn ra theo ba giai đoạn như vậy được gọi là quá trình đoạn nhiệt giả (hình 3-6). * Trong quá trình đoạn nhiệt giả người ta gọi nhiệt độ của khối không khí tham gia quá trình tại thời điểm cuối cùng là nhiệt độ tương đương giả. Ký hiệu là Ts∋. * Nếu thể tích không khí tham gia quá trình đoạn nhiệt giả tiếp tục thăng giáng đoạn nhiệt tới mực có áp suất P = 1000 mb thì nhiệt độ không khí có được sau quá trình này gọi là nhiệt độ thế vị giả. Ký hiệu là θ s∋. Có thể định nghĩa một cách chặt chẽ như sau: 1) Nhiệt độ tương đương giả Ts∋ là nhiệt độ của khối không khí có được sau khi tham gia một quá trình đoạn nhiệt giả. 2) Nhiệt độ thế vị giả θ s∋ là nhiệt độ có được của một khối không khí tham gia quá trình đoạn nhiệt giả chuyển động đoạn nhiệt từ nhiệt độ cao có áp suất P và có nhiệt độ tương đương giả Ts∋ về mực áp suất tiêu chuẩn P0 = 1000 mb.
Cách xác định Ts∋ và θ s∋: Người ta cũng có thể dùng công thức để tính toán, nhưng khi đó rất phức tạp. Nên để đơn giản ta có thể dùng đồ thị để xác định Ts∋ và θ s∋ (hình 3-6). ý nghĩa của Ts∋ và θ s∋: Ta cũng dễ dàng nhận thấy rằng Ts∋ và θ s∋ không thay đổi trong suốt quá trình đoạn nhiệt giả. Do đó nó là tính chất cố định nhất của khối không khí, đặc trưng cho toàn bộ trữ lượng nhiệt năng và biểu thị đặc tính nhiệt lực của khối không khí trong quá trình chuyển động đoạn nhiệt. 3.1.2 Chuyển động đối lưu trong khí quyển Người ta gọi chuyển động lên xuống theo chiều thẳng đứng của không khí là chuyển động đối lưu. Nguyên nhân của chuyển động đối lưu: có thể do nhiệt lực như sự đốt nóng không khí của bề mặt đệm gọi là đối lưu nhiệt, có thể do động lực như sự hoạt động của các xoáy thuận, xoáy nghịch gọi là đối lưu động lực; trong đó sự phân bố nhiệt độ theo chiều thẳng đứng là yếu tố cơ bản gây ra chuyển động đối lưu của không khí. Khi không khí chuyển động đối lưu, người ta nói không khí ở trạng thái bất ổn định. Ngược lại, khi không khí không có chuyển động đối lưu, người ta nói không khí ở trạng thái ổn định. Cường độ và sự phát triển của đối lưu phụ thuộc vào sự phân bố nhiệt độ theo chiều thẳng đứng, tức là phụ thuộc vào tầng kết nhiệt của không khí. Tầng kết nhiệt của không khí bao gồm 3 loại: - Cân bằng ổn định (γ < γk): muốn có đối lưu phát triển thì phải có ngoại lực tác động vào; ngoại lực thôi tác dụng đối lưu kết thúc. - Cân bằng phiếm định (γ = γk): nếu chưa có đối lưu, phải có ngoại lực tác động vào mới có đối lưu; khi ngoại lực thôi tác dụng đối lưu vẫn tiếp tục và đối lưu chỉ kết thúc khi có lực cản. - Cân bằng bất ổn định (γ > γk): đối lưu đang phát triển, nếu có một lực cản thì không khí sẽ sinh ra lực để duy trì đối lưu phát triển. 1) Sự ổn định trong chuyển động đối lưu a) Điều kiện ổn định trong chuyển động đối lưu Để khảo sát điều kiện ổn định trong chuyển động đối lưu ta xét một khối không khí có: thể tích V, nhiệt độ Ti, P áp suất Pi, mật độ ρi; nằm trong môi trường xung quanh có: nhiệt độ Te, áp suất Pe, mật độ ρe. Khi đó thể tích F không khí sẽ chịu tác dụng của 2 lực: trọng lực P = ρi.V.g và lực đẩy Acsimét F = ρe.V.g Đối lưu phát triển khi: F > Hình 3-7 P (hình 3-7). Vấn đề đặt ra là tìm gia tốc của chuyển động đối lưu. Nếu gọi f là lực gây ra f = F − P = g.(ρe − ρi).V chuyển động đối lưu thì: f = m.a = ρi .V.a Theo Niutơn thì: (a: gia tốc đối lưu) g.(ρe - ρi).V = ρi .V.a Vậy: ρe − ρi ρ = g ( e −1 ) Suy ra: a=g ρi ρi
Pe P Sử dụng phương trình trạng thái: ρe = ; ρi = i RTe RTi Pe T .P RT a = g ( e −1) = g ( i e − 1 ) Ta có: Pi Te .Pi RTi Nếu ta xét trong một khoảng thời gian rất ngắn thì áp suất của không khí có thể xem như là cân bằng với áp suất khí quyển môi trường xung quanh, tức là Pi ≈ Pe. Do đó: Ti − Te a=g (3-20) Te Có thể nhận thấy rằng: gia tốc của chuyển động đối lưu được quyết định bởi sự sai khác về nhiệt độ giữa không khí tham gia chuyển động đối lưu và môi trường xung quanh. Cụ thể: - Te < Ti (nhiệt độ môi trường thấp hơn nhiệt độ khối không khí) thì a > 0 và có chuyển động đối lưu - Trạng thái này gọi là trạng thái không ổn định của không khí. - Te = Ti (nhiệt độ môi trường bằng nhiệt độ khối không khí) thì a = 0 và chỉ cần một tác động nhỏ khối không khí cũng có thể có đối lưu hoặc chuyển động đi xuống - Trạng thái này gọi là trạng thái phiếm định hay ổn định tương đối của không khí. - Te > Ti (nhiệt độ môi trường cao hơn nhiệt độ khối không khí) thì a < 0 và khối không khí có xu hướng chuyển động đi xuống, song do phía dưới có áp suất và mật độ không khí lớn hơn nên nó bị giữ lại ở vị trí cũ - Trạng thái này gọi là trạng thái ổn định của không khí. Như vậy, gia tốc a đặc trưng cho độ ổn định hay bất ổn định của không khí dưới tác dụng của nguyên nhân nhiệt lực. b) Điều kiện ổn định của không khí khô Nếu một thể tích không khí khô có nhiệt độ ban đầu là Ti(0) tham gia chuyển động đối lưu trong moi trường có nhiệt độ ban đầu là Te(0), khi đạt đến độ cao h nào đó thì nhiệt độ của bản thân khối không khí Ti(h) và nhiệt độ của môi trường xung quanh Te(h) sẽ lần lượt là: Δz Δz Ti(h) = Ti(0) - γk Te(h) = Te(0) - γ 100 100 Trong đó: Ti(0) và Te(0): nhiệt độ của khối không khí khô và nhiệt độ tầng kết ở trạng thái ban đầu; Ti(h) và Te(h): nhiệt độ của khối không khí khô và nhiệt độ tầng kết ở độ cao Δz so với vị trí ban đầu; γk và γ: građiăng đoạn nhiệt khô và građiăng nhiệt độ tầng kết. Do đó, gia tốc đối lưu sẽ là:
Δz Δz (Ti (0) − γ k ) − (Te (0) − γ ) 100 100 a=g Te ( h ) Hay: (Ti (0) − (Te (0)) ( γ − γ ) Δz −g k a=g (3-21) Te ( h ) Te ( h ) 100 Từ công thức (3-21) ta thấy rằng: gia tốc đối lưu bao gồm 2 thành phần được xác định bởi hai nguyên nhân ảnh hưởng tới chúng: (Ti (0) − (Te (0)) , trong đó hiệu số Ti(0) − Te(0) đóng vai trò - Thành phần thứ nhất: g Te ( h ) khởi động, tức là quyết định việc đối lưu có xảy ra được hay không. ( γ k − γ ) Δz - Thành phần thứ hai: − g , trong đó hiệu số (γk − γ) đóng vai trò duy Te ( h ) 100 trì đối lưu, tức là nếu không có hoặc không còn ảnh hưởng của hiệu số Ti(0) − Te(0) thì gia tốc đối lưu a sẽ phụ thuộc vào hiệu số (γk − γ). Sau đây, ta xem xét cụ thể từng thành phần của gia tốc đối lưu a: - Thành phần khởi động đối lưu Ti(0) − Te(0): dễ dàng nhận thấy có đối lưu xảy ra. Ti(0) ≤ Te(0): không có vai trò khởi động; khi đó muốn có chuyển động đối lưu thì phải có tác dụng cơ học như: lực đẩy, lực ép của gió vào các sườn núi hay chuyển động trượt trên các mặt front... và chuyển động đối lưu sẽ phụ thuộc vào thành phần thứ hai - thành phần duy trì đối lưu. - Thành phần duy trì đối lưu Nếu tại vị trí ban đầu Ti(0) = Te(0) thì chuyển động đối lưu sẽ phụ thuộc vào thành phần thứ 2, tức là phụ thuộc vào sự chênh lệch giữa građiăng nhiệt độ khô và građiăng nhiệt độ tầng kết (γk − γ). Khi đó, gia tốc đối lưu sẽ là: ( γ k − γ ) Δz a = −g (3-22) Te 100 ∂θ θ = (γk − γ) Mặt khác: (3-17) ∂z T g ∂ θ Δz a =− Nên: (3-22’) θ ∂ z 100 Ví dụ: γ = 0,4o γ = 1,0o γ = 1,2o 500 10o0 7 o0 6 o0 m 10o4 9o8 400 8 o0 8 o0 7 o2 9 o4 m 300 10o8 10o8 9 o0 9 o0 8 o4 8 o4 m
200 11o2 11o8 10o0 10o0 9 o6 9 o4 m 100 11o6 11o0 10o8 m 1 2 o0 12o0 12o0 0m a) ổn định b) Phiếm định c) Bất ổn định Hình: 3-8 Hình 3-8 mô tả điều kiện ổn định của không khí khô (và chưa bão hoà). Trên đó biểu thị mặt cắt thẳng đứng của khí quyển từ mặt đất đến độ cao 500 m, trong đó: - Hình 3-8a ứng với tầng kết γ < γk, nếu ta tác dụng cưỡng bức khối không khí đi lên hoặc đi xuống thì khối không khí sẽ chịu lực tác dụng bắt nó phải quay về mực ban đầu. Sự cân bằng của khối không khí trường hợp này gọi là cân bằng ổn định. - Hình 3-8b ứng với tầng kết γ = γk, nếu ta tác dụng cưỡng bức khối không khí đi lên hoặc đi xuống thì khi thôi tác dụng cưỡng bức khối không khí sẽ đứng nguyên tại chỗ chứ không quay về mực ban đầu hoặc tiếp tục chuyển động thẳng đều. Sự cân bằng của khối không khí trường hợp này gọi là cân bằng phiếm định. - Hình 3-8c ứng với tầng kết γ > γk, nếu ta tác dụng cưỡng bức khối không khí đi lên hoặc đi xuống và ngay cả khi thôi tác dụng thì khối không khí sẽ chịu lực tác dụng cùng chiều bắt nó tiếp tục đi lên hoặc đi xuống. Sự cân bằng của khối không khí trường hợp này gọi là cân bằng bất ổn định. Từ ví dụ nêu trên có thể rút ra một số kết luận sau: ∂θ * Nếu (γk - γ) > 0 thì a < 0. Khi đó: Ti < Te và > 0, nghĩa là khối không khí ∂z lạnh hơn môi trường xung quanh và nhiệt độ thế vị tăng theo độ cao. Trường hợp này ứng với trường hợp cân bằng ổn định và trạng thái khí quyển này gọi là trạng thái ổn định. ∂θ * Nếu (γk - γ) = 0 thì a = 0. Khi đó: Ti = Te và = 0, nghĩa là nhiệt độ khối ∂z không khí bằng nhiệt độ môi trường xung quanh và nhiệt độ thế vị không thay đổi theo độ cao. Trường hợp này ứng với trường hợp cân bằng phiếm định và trạng thái khí quyển này gọi là trạng thái phiếm định. ∂θ * Nếu (γk - γ) < 0 thì a > 0. Khi đó: Ti > Te và < 0, nghĩa là khối không khí ∂z nóng hơn môi trường xung quanh và nhiệt độ thế vị giảm theo độ cao. Trường hợp này ứng với trường hợp cân bằng bất ổn định và trạng thái khí quyển này gọi là trạng thái bất ổn định. Để xác định trạng thái của khí quyển người ta dùng phương pháp
đồ thị (hình 3-9). Trong nghiệp vụ, người ta dựa vào các số liệu cao không để vẽ các đường γ trên giản đồ, sau đó đem so sánh với đường γk hoặc γẩ để từ đó xác định trạng thái của khí quyển. - Độ cao kết thúc đối lưu: Độ cao mà khối không khí chuyển động đối lưu ngừng lại gọi là độ cao kết thúc đối lưu hoặc còn gọi là mực đối lưu. Nếu gọi z là độ cao kết thúc đối lưu thì tại đó: Ti(z) = Te(z), do đó: z z z Ti(0) − γk = Te(0) − γ ⇒ Ti(0) - Te(0) = (γk − γ ) 100 100 100 Vậy: Ti (o) − Te (o) z = 100 (3-23) γk − γ Công thức (3-23) cho phép ta xác định được độ cao mực đối lưu z. Hiển nhiên là độ cao kết thúc đối lưu phụ thuộc vào: - Sự chênh lệch nhiệt độ ban đầu giữa khối khí và môi trường: Ti(0) càng lớn hơn Te(0) thì z càng lớn. - Građiăng nhiệt độ thẳng đứng của tầng kết: γ càng lớn, càng tiến gần γk thì chiều cao kết thúc đối lưu càng lớn; γ = γk thì z = ∞; γ > γk thì z < 0, có nghĩa là dưới mực ban đầu ta vẫn tìm được một mực có Ti = Te mà từ đó trở lên nhiệt độ Ti > Te tức là không khí vẫn tồn tại chuyển động đi lên; γ giảm dần thì z cũng giảm đi và khi γ ≤ 0 thì khối không khí sẽ lạnh dần hơn môi trường xung quanh và đối lưu dần dần ngừng hẳn. Bằng phương pháp đồ thị cũng có thể xác định được độ cao mực đối lưu như sau: Mực đối lưu là nơi có Ti = Te, do đó trên đồ thị nó phải là độ cao đi qua giao điểm của các đường tầng kết γ và đường đoạn nhiệt khô γk.
Trên hình 3-10 thì A là điểm ứng với nhiệt độ không khí của môi trường xung quanh; B là điểm ứng với nhiệt độ không khí tham gia đối lưu: Khi TB > TA thì: z1, z2 và z3 lần lượt là các độ cao mực đối lưu ứng với: γ = − 0,8o/100 m, γ = 0o/100 m và γ = 0,6o/100 m. Lưu ý rằng: các kết quả khảo sát về điều kiện ổn định của không khí khô trên đây đều có thể ứng dụng cho không khí ẩm chưa bão hoà hơi nước, bởi vì quá trình thăng giáng đoạn nhiệt của không khí ẩm chưa bão hoà theo đường đoạn nhiệt khô. c) Điều kiện ổn định của không khí ẩm Nếu xét một thể tích không khí ẩm (bão hòa hơi nước) tham gia chuyển động đối lưu thì cũng tương tự như không khí khô ta tính được gia tốc chuyển động đối lưu. Gia tốc chuyển động đối lưu cũng bao gồm hai thành phần: thành phần khởi động và thành phần duy trì đối lưu như sau: (Ti (0) − (Te (0)) ( γ − γ a ) Δz a=g +g Te Te 100 Nếu tại vị trí ban đầu thành phần khởi động Ti(0) - Te(0) bằng 0 thì gia tốc chuyển động đối lưu a sẽ phụ thuộc vào thành phần duy trì đối lưu: ( γ − γ a ) Δz a= g (3-24) Te 100 Với không khí ẩm bão hoà ta cũng rút ra được một số kết luận sau đây: * Nếu (γ - γẩ) < 0, tức là γ < γẩ thì a < 0: khối không khí ẩm cân bằng ổn định và trạng thái khí quyển này gọi là trạng thái ổn định. * Nếu (γ - γẩ) = 0, tức là γ = γẩ thì a = 0. khối không khí ẩm cân bằng phiếm định và trạng thái khí quyển này gọi là trạng thái phiếm định. * Nếu (γ - γẩ) > 0, tức là γ > γẩ thì a > 0: khối không khí ẩm cân bằng bất ổn định và trạng thái khí quyển này gọi là trạng thái bất ổn định. Cũng có thể xác định trạng thái khí quyển bằng đồ thị như hình 3-11.