Bài giảng Tương tác Biển - Khí quyển

Nội dung text: Bài giảng Tương tác Biển - Khí quyển

1. Đại học quốc gia Hà nội Tr−ờng Đại học Khoa học tự nhiên Đinh Văn Ưu T−ơng tác Biển - khí quyển Hà Nội – 1997 1
2. Mục lục Mở đầu 4 Ch−ơng 1. Các quy luật trao đổi cơ năng, nhiệt và 8 vật chất giữa biển và khí quyển. 1.1. Động lực lớp biên khí quyển sát mặt n−ớc. 8 1.2. .ảnh h−ởng của phân tầng khí quyển lên trao đổi động l−ợng 12 biển-khí quyển. 1.3. T−ơng quan giữa hệ số truyền nhiệt, khuyếch tán và masát rối trên 19 biển. 1.4. Tính toán các thông l−ợng nhiệt, ẩm theo số liệu khí t−ợng thông 24 dụng và trong điều kiện gió lớn (bão). Ch−ơng 2. Hệ quả t−ơng tác biển và khí quyển 28 2.1. T−ơng tác nhiệt các lớp biên biển khí và ph−ơng pháp mô hình 28 hoá lớp hoạt động trên của biển. 2.2. T−ơng tác động lực các lớp biên khi hệ số rối không đổi. 32 2.3. Sóng gió 37 2.4. Dòng chảy trên biển 40 2.5. ảnh h−ởng của khí quyển lên nhiệt độ n−ớc mặt biển 45 2.6. Các xoáy Langmur - kết quả t−ơng tác nhiệt động lực học quy mô 48 trung bình giữa biển và khí quyển 2.7.Biến đổi nhiệt độ của lớp biên tiếp giáp khí quyển và biển 51 2.8. Ph−ơng trình cân bằng nhiệt hệ thống đại d−ơng - khí quyển 54 2.9. ảnh h−ởng của khí quyển lên cấu trúc lớp biên đại d−ơng và tham 56 số hoá chúng. Ch−ơng 3. T−ơng tác biển-khí quyển tại vùng biển 62 nhiệt đới 2
3. nhiệt đới 3.1. Bất ổn định đối l−u trong khí quyên nhiệt đới 62 3.2. Hoạt động của gió mùa trong hệ thống biển và khí quyển nhiệt đới 67 3.3. T−ơng tác nhiệt biển - khí quyển - lục địa nguyên nhân hình thành 69 và biến đổi của hoàn l−u khí quyển và đại d−ơng. 3.4. Các chu kỳ dao động trong hệ thống khí quyển - đại d−ơng. 74 3.5. Các đặc điểm khí t−ợng Biển Đông 80 3.6. Các đặc điểm hải d−ơng 92 Tài liệu tham khảo 107 3
4. Mở đầu Trong những thập niên cuối thế kỷ XX, những yêu cầu của nhân loại nhằm khai thác sử dụng tài nguyên thiên nhiên. biến đổi khí hậu và tăng mức độ chính xác của các dự báo khí t−ợng thuỷ văn đã dẫn đến việc tăng c−ờng nghiên cứu khí quyển và đại d−ơng trong mối t−ơng tác giữa chúng. Hiện nay mọi ng−ời đều nhận thấy rõ các yếu điểm của ph−ơng pháp mô tả các điều kiện khí t−ợng thuỷ văn, một thời đã có ý nghĩa tích cực trong khí t−ợng học và hải d−ơng học. Điều cấp bách đặt ra đối với ngành khí t−ợng thuỷ văn hiện đại là cung cấp các chỉ tiêu định l−ợng về trạng thái và mức độ biến động của đại d−ơng và khí quyển. Nh− chúng ta đều biết, trạng thái của môi tr−ờng luôn phụ thuộc vào tính chất của môi tr−ờng đó trong quá trình thu nhận cũng nh− phân bố lại năng l−ợng, vì vậy vấn đề quan trọng đầu tiên cần giải quyết cho phép xác định sự phát triển các quá trình khí t−ợng thuỷ văn là nghiên cứu nguồn cung cấp và biến đổi của năng l−ợng trong khí quyển, thuỷ quyển và thạch quyển của quả đất. Nguồn gốc của sự sống trên trái đất chính là nguồn bức xạ mặt trời đi vào quả đất đ−ợc khí quyển, thuỷ quyển, thạch quyển và sinh quyển hấp thụ và chuyển đổi. Trong quá trình đó toàn bộ khí quyển chỉ hấp thụ 1/3 tổng năng l−ợng, phần còn lại đ−ợc một lớp t−ơng đối mỏng của mặt đất và biển hấp thụ dẫn tới hiện t−ợng đốt nóng các lớp này, đồng thời tạo ra bức xạ sóng dài và các thông l−ợng rối đ−ợc truyền cho khí quyển. Chính vấn đề này đã cho thấy sự cần thiết phải nghiên cứu các quy luật biến đổi năng l−ợng trong các lớp biên khí quyển và đại d−ơng cũng nh− lớp hoạt động của mặt đất. Các đặc tr−ng nhiệt động lực học của mặt trải có một vai trò hết sức quan trọng đối với các khối không khí trên đó. Đó là các khối khí ẩm và ấm trong mùa đông và mát trong mùa hè trên mặt biển có tính đối lập với các khối khí trên đất liền. Nghiên cứu đặc tr−ng của các khối khí đại d−ơng và lục địa, sự biến động của chúng trong quá trình dịch chuyển trên mặt đất là vất đề vô cùng quan trọng của ngành khí t−ợng học. Điều này hoàn toàn tự nhiên khi xây dựng các lý thuyết khí hậu và dự báo thời tiết ng−ời ta đều phải kể đên quá trình t−ơng tác khí quyển với đại d−ơng và lục địa. Có thể thấy rằng sự khác biệt của tính chất mặt trải là nguyên nhân đầu đầu tạo nên sự khác biệt của hoàn l−u khí quyển so với tính chất đới và gây nên sự đa dạng của điều kiện khí hậu và thời tiết trên các vùng khí hậu khác nhau của quả đất. Tuy nhiên do tính đặc thù của các quá trình t−ơng tác khí quyển và đại d−ơng, ng−ời ta chú trọng tr−ớc hết đến quá trình t−ơng tác không khí với mặt trải. 4
5. Sự khác nhau về tính chất vật lý và động lực của đất và n−ớc dẫn đến việc độ dày lớp hoạt động, trong đó xẩy ra dao động của nhiệt độ và độ ẩm theo thời gian, trên lục địa luôn nhỏ hơn so với trên biển. Mặt khác, do nhiệt dung của đất nhỏ hơn nhiều so với n−ớc dẫn đến yêu cầu nhiệt l−ợng ít hơn khi cho đốt nóng cùng một khối l−ợng trên mặt đất so với trên mặt n−ớc. Do các quá trình trao đổi nhiệt rối đại bộ phận nhiệt năng chuyển hoá trong các lớp hoạt động trên đ−ợc truyền lại cho khí quyển thông qua lớp khí quyển sát mặt. Cũng từ sự khác nhau về tính chất vật lý và động lực của đất và n−ớc các lục địa có tính ỳ nhiệt nhỏ hơn nhiều so với đại d−ơng vì vậy nhiều khi chúng đ−ợc xem nh− bề mặt phản xạ nhiệt ( có thể trong dạng chuyển hoá) vào khí quyển. Điều này có thể làm cho bài toán tính nguồn nhiệt trên đất liền đ−ợc dễ dàng hơn. Vì vậy trong nhiều mô hình thuỷ động lực hoàn l−u chung khí quyển có thể cho nhiệt dung của đất liền bằng không. Các đại d−ơng với độ ỳ nhiệt lớn đã trở thành các nơi tích nhiệt quan trọng nhất của quả đất, mức độ biến đổi của nhiệt độ n−ớc theo thời gian th−ờng rất chậm. Các thông l−ợng nhiệt giữa đại d−ơng và khí quyển trở nên khác biệt so với các thông l−ợng trên lục địa. Đồng thời các dòng chảy trên biển và đại d−ơng đã chuyển tải nhiệt theo h−ớng ngang dẫn đến sự biến đổi h−ớng của thông l−ợng nhiệt. Thực chế cho thấy rằng các đại lục gần nh− không phản ứng lại đối với các tác động của khí quyển lên mặt trải, trong khi đại d−ơng lại phản ứng rất nhanh lên khí quyển khi bị tác động. Giữa hai môi tr−ờng này hình thành hàng loạt các mối tác động đối lập nhau (ng−ợc). Trong chừng mực nào đó có thể hiểu và giải thích cơ chế nhiều quá trình và hiện t−ợng tự nhiên thông qua nghiên cứu đại d−ơng và khí quyển một cách độc lập. Tuy nhiên trong tính toán và dự báo các quá trình khí t−ợng thuỷ văn đặc biệt đối với b−ớc thời gian t−ơng đối dài thì không thể bỏ qua các quá trình trao đổi ng−ợc đ−ợc. Trong các quy mô lớn, mối t−ơng quan ng−ợc này đ−ợc thể hiện qua biến động mùa của hoàn l−u chung đại d−ơng thể hiện quá trình trao đổi giữa các đới vỹ tuyến. Việc gia tăng chênh lệch nhiệt độ giữa cực và xích đạo trong mùa đông và tăng c−ờng hoàn l−u khí quyển kinh h−ớng dẫn đến tăng c−ờng vận tốc dòng chảy và l−ợng nhiệt đại d−ơng theo h−ớng này. Hệ quả của các quá trình sau sẽ làm giảm sự t−ơng phản nhiệt độ giữa các đới vỹ tuyến trong đại d−ơng cũng nh− trong khí quyển. Ví dụ điển hình của quá trình trên thể hiện rõ qua tính chất mùa rõ rệt của bình l−u nhiệt n−ớc bắc Đại Tây d−ơng và Bắc Băng d−ơng. Các chuyển động của khí quyển dẫn đến quá trình vận chuyển một l−ợng n−ớc đáng kể kèm theo một trữ l−ợng nhiệt lớn đến một khu vực với các đặc điểm khí hậu hoàn toàn xa lạ, tại đây trữ l−ợng nhiệt của n−ớc sẽ làm biến đổi tính chất của khối 5
6. không khí trên biển và từ đó tạo nên các khối khí biến tính có thể khác biệt hoàn toàn so với các các đặc tr−ng trung bình trên cùng một đới vỹ tuyến. Các mối quan hệ ng−ợc cũng đ−ợc hình thành trong các t−ơng tác vi mô, ví dụ do kết quả trao đổi các thông l−ợng nhiệt, chất luôn hình thành nên các lớp biên đại d−ơng và khí quyển với các đặc tr−ng nhiệt động lực phụ thuộc lẫn nhau. Đại d−ơng không chỉ là nơi dự trữ và phân phối lại nhiệt theo không gian và thời gian, mà còn là nguồn cung cấp ẩm chủ yếu cho khí quyển. Chúng ta đề biết quá trình chuyển hoá độ ẩm trong khí quyển luôn gây nên tác động mạnh mẽ lên chế độ nhiệt động học khí quyển với vai trò không nhỏ hơn so với bức xạ mặt trời. Chỉ cần nêu ra thực tế về l−ợng nhiệt khí quyển nhận đ−ợc do ng−ng tụ hơi n−ớc lớn hơn tổng l−ợng nhiệt do trao đổi rối và hấp thụ bức xạ mặt trời. Vai trò lớn lao của độ ẩm không chỉ giới hạn trong phân bố lại l−ợng nhiệt trong khí quyển mà còn gây tác động trực tiếp tới mặt trải. Trao đổi ẩm đại d−ơng - khí quyển gây nên ảnh h−ởng đáng kể đến sự biến đổi độ muối và trạng thái biển. Nếu nh− đại d−ơng tác động lên các quá trình khí quyển chủ yếu thông qua trao đổi nhiệt - ẩm, thì khí quyển tác động ng−ợc lại lên đại d−ơng không chỉ qua các thông l−ợng nhiệt ẩm mà còn thông qua động l−ợng. Nhiệt độ và độ muối của đại d−ơng và biển cũng nh− chế độ dòng chảy chủ yếu đ−ợc hình thành do các tác động của khí quyển một cách gián tiếp hoặc trực tiếp. Chỉ cần nhắc lại rằng các dòng đối l−u và dòng chảy gradient trong biển đ−ợc gây nên do tác động trực tiếp của trao đổi nhiệt - ẩm với khí quyển. Tập hợp tất cả các đặc tr−ng t−ơng tác nhiệt, động lực, phân bố ẩm và các quá trình liên quan tới tác động ng−ợc cho phép xem đại d−ơng và khí quyển nh− một hệ thống nhất hoạt động do một nguồn năng l−ợng duy nhất là bức xạ mặt trời. Do nhiều tính chất vật lý đối với môi tr−ờng lỏng và khí giống nhau nên các nguyên lý nhiệt động lực học hoàn toàn có thể ứng dụng cho cả hai phần của hệ. Điều này đã đ−ợc các nhà khoa học xác nhận từ lâu, và trong thời gian gần đây ng−ời ta quan tâm chủ yếu tới việc giải các hệ ph−ơng trình mô tả toàn hệ thống hoặc ít nhất cũng đối với hệ thống các lớp biên tiếp giáp của hai môi tr−ờng. Tuy nhiên cho đến nay ng−ời ta cũng ch−a thu đ−ợc nhiều kết quả đáng kể do nhiều khó khăn không những trên ph−ơng diện toán học, mà trên cả ph−ơng diện vật lý. Tr−ớc hết cần kể đến yêu cầu xác định sự biến đổi các nguồn năng l−ợng một cách chính xác hơn. Thực vậy, động năng của toàn khí quyển chỉ vào khoảng 1% dự trữ thế năng và nội năng, tỷ lệ này lại còn nhỏ hơn đối với đại d−ơng. Vì vậy những sai số t−ơng đối bé khi xác định các thông l−ợng nhiệt và ẩm có thể gây ra nhiễu động 6
7. đáng kể trong kết quả tính toán các đặc tr−ng động lực khí quyển và đại d−ơng. Nhiều điều khác cũng ch−a đ−ợc làm sáng tỏ liên quan tới cơ chế hình thành và t−ơng quan phát triển của các quá trình khí t−ợng. Ví dụ cơ chế liên kết giữa thông l−ợng nhiệt, bốc hơi, ng−ng tụ ẩm và tạo mây chỉ mới đ−ợc làm sáng tỏ đối với quy mô khí hậu. Trong nhiều tr−ờng hợp, không hiểu rõ ngay cả định tính mức độ ảnh h−ởng của t−ơng tác động lực và t−ơng tác nhiệt lên hình thành dòng chảy biển. Nh− vậy, có thể đ−a ra hai dạng các vấn đề cần đ−ợc tập trung nghiên cứu ngay. Đó là các quy luật trao đổi năng l−ợng giữa đại d−ơng và khí quyển và vai trò của t−ơng tác nhiệt động trong các quá trình khí t−ợng thuỷ văn. Đối với quy mô các hiện t−ợng, cần đặc biệt chú ý tới t−ơng tác vi mô và t−ơng tác vĩ mô. Hiện nay ch−a có sự thống nhất trong định nghiã các quy mô t−ơng tác đại d−ơng - khí quyển. Thông th−ờng theo mức độ cần thiết sự phân loại có thể dựa vào kích th−ớc đặc tr−ng của chuyển động khí quyển và đại d−ơng hoặc kích th−ớc của khu vực trong đó xẩy ra trao đổi năng l−ợng giữa khí quyển và đại d−ơng. Theo đó, các quá trình vi mô t−ơng ứng dao động của các yếu tố khí t−ợng thuỷ văn trong khoảng từ vài phần giây đến vài phút. Điều này có thể phân biệt dễ dàng trên các phân bố phổ trong khí quyển, nh− vận tốc gió hoặc trong đại d−ơng - sóng gió. Đối với các quá trình quy mô vừa thì chu kỳ đặc tr−ng vào khoảng vài ba giờ. Những hiện t−ợng dạng này đ−ợc tách ra từ biến trình phổ biến trong một ngày đêm của các yếu tố khí t−ợng thuỷ văn. Ng−ời ta cũng phân ra các quá trình synốp với chu kỳ đặc tr−ng một vài ngày và các quá trình mùa, năm, v.v thông th−ờng những quy mô này đ−ợc ghép với các quá trình vĩ mô. Trên phân bố phổ các yếu tố khí t−ợng thuỷ văn khác nhau những chu kỳ này luôn đ−ợc thể hiện khá rõ nét. 7
8. Ch−ơng 1. Các quy luật trao đổi cơ năng, Nhiệt và vật chất giữa biển và khí quyển. 1.1. Động lực lớp biên khí quyển sát mặt n−ớc. Quá trình t−ơng tác nhiệt động lực gữa đại d−ơng và khí quyển đ−ợc thể hiện qua các dòng (thông l−ợng) năng l−ợng và vật chất trao đổi giữa hai môi tr−ờng. Thông th−ờng tốc độ gió trong khí quyển luôn lớn hơn tốc độ dòng chảy trong biển. Các dòng năng l−ợng từ khí quyển đ−ợc truyền cho đại d−ơng chủ yếu tạo nên sóng và dòng chảy trong lớp n−ớc trên mặt biển. Khác với lớp biên khí quyển sát mặt đất, độ gồ ghề của mặt trải trên biển luôn biến đổi, phụ thuộc vào trạng thái mặt biển. Trong sự hình thành độ gồ ghề của mặt biển, bên cạnh độ cao và độ dốc của sóng, tốc độ truyền sóng và h−ớng sóng có một vai trò đáng kể. Sự kết hợp giữa sóng và dòng chảy trong lớp n−ớc sát mặt có thể dẫn tới hiện t−ợng tốc độ gió trên mặt phân cách n−ớc-không khí không bị triệt tiêu mà bằng vận tốc của dòng chảy mặt. Những đặc điểm nêu trên dẫn tới quá trình biến dạng của profil (phân bố) thẳng đứng vận tốc gió trên mặt biển và giá trị dòng động l−ợng trao đổi giữa hai môi tr−ờng cũng thay đổi theo. Nh− vậy từ cả hai phía mặt phân cách n−ớc- không khí tồn tại các lớp biên trong đó các quá trình động lực cũng nh− nhiệt- chất t−ơng ứng luôn phụ thuộc vào trạng thái của hai môi tr−ờng. Chúng ta đều biết, các thông l−ợng rối trao đổi qua lớp biên th−ờng đ−ợc tính toán thông qua nhiễu động thăng giáng rối hoặc giá trị trung bình của các đặc tr−ng t−ơng ứng. Đối với dòng động l−ợng hay ma sát giữa dòng khí và n−ớc chúng có thể đ−ợc xác định dựa vào quy luật biến đổi của vận tốc và h−ớng gió theo độ cao trong một lớp t−ơng đối mỏng- đ−ợc gọi là lớp ma sát. Trên đất liền, lớp ma sát đ−ợc xem là lớp mà trong đó dòng động l−ợng gần nh− không biến đổi, điều này cũng đ−ợc xem xét t−ơng tự đối với dòng nhiệt và dòng ẩm. Thông th−ờng, khi giới hạn biến đổi của các thông l−ợng từ 5% đến 10% ∂τ ∂Η ∂Ε trong độ dày lớp ma sát, các giá trị gradient ,, có thể xem bằng không. ∂zzz∂ ∂ Độ dày của lớp này có thể đ−ợc xác định trên cơ sở đánh giá các số hạng của các ph−ơng trình chuyển động, truyền nhiệt và khuyếch tán. 8
9. 1 ∂τ Cho rằng trong lớp biên khí quyển sát mặt biển, số hạng thành phần ρ ∂z trong ph−ơng trình chuyển động ∂vr 1 1 + vr.∇vr + fe Λvr = − ∇p + ∇τ (1.1) ∂t 3 ρ ρ có bậc đại l−ợng cỡ 10-1 cm2/s2, t−ơng ứng bậc đại l−ợng các số hạng thành → 1 ∂ρ phần lực Coriolis (fΛ ) hoặc lực do gradient áp suất . Nh− vậy độ dày lớp V ρ ∂z ∂τ lớp khí quyển có sự biến đổi khoảng 10% sẽ là: ∂z 1 ∆τ h ~ (1.2) u ρ 1 ∂ρ ρ ∂z với các giá trị: ρ = 1.3 10-3 g/cm3, ∆τ = 10-1τ , τ = 0.5 - 5 dyn/cm2 và (1/ρ) (∂ τ/∂z) = (1/ρ) (∂ p/∂z) = 10-1 cm/s2, 3 ta có hu ~ (0,5 – 5) 10 cm, hay hu = 5 - 50 mét. Xét các điều kiện t−ơng tự đối với dòng nhiệt hiện H: ⎛ ∂T ⎞ ∂θ H = CwTCρρχ''−+⎜ γ ⎟ ≈−CwTCρρχ'' ppHa⎝ ∂z ⎠ ppH∂z χh hệ số truyền nhiệt độ phân tử, γa gradient nhiệt độ đoạn nhiệt khô, θ - nhiệt độ thế vị. Nói chung dòng nhiệt H có thể lấy bằng trị số dòng nhiệt rối. Ph−ơng trình cân bằng nhiệt trong tr−ờng hợp không có hiện t−ợng chuyển đổi pha có dạng sau. T dθ 1 ∂ ()Η + F = - (1.3) θ dt ρCp ∂z trong đó F là dòng nhiệt bức xạ. Bậc đại l−ợng của vế trái (1.3) th−ờng vào khoảng 3°/h, trong tr−ờng hợp đó độ dày của lớp không khí trong đó trị số H+F ít biến đổi ( ~10%- 20%) sẽ là: 6 h'u ~ 10 ⏐H + F⏐ (1.4) 2 [H,F] = cal/cm .s, [h’u]= cm. 9
10. Trong điều kiện phân tầng không ổn định (vào các ngày hè) bậc đại l−ợng H 2 vào khoảng 0,005 cal/cm .s, độ dày h’u t−ơng ứng 50 mét. Khi H<0 (phân tầng ổn định vào đêm) dòng nhiệt rối chỉ vào khoảng 0,0005 cal/cm2.s, độ cao h’u vào khoảng 5 mét. −−−−− ∂q Đố với dòng ẩm E = ρ wq''− wq''δ , ta xét ph−ơng trình trao đổi độ ẩm q ∂Ζ (không có chuyển pha) dq 1 ∂Ε =− (1.5) dtρă ∂ z Với trị số đặc tr−ng của vế trái khoảng 0,5 g/kg.h độ dày của lớp ổn định E sẽ là: 9 h''u ~ 10 ⏐E⏐ (1.6) Bậc đại l−ợng của E thông th−ờng từ 10-6 đến 10-5 g/cm2.s t−ơng ứng độ dày h''u vào khoảng từ 10 đến 100 mét. Với chuyển động rối trong lớp ma sát đ−ợc hình thành do các quá trình động lực, hệ số rối Kv tăng tỷ lệ với độ cao z: Kv = κv*z, trong đó κ = 0,4 là hằng số Carman và v* - vận tốc động lực. Vận tốc gió trung bình trong lớp ma sát sẽ tuân theo quy luật logarit v2 - v1 = (v* /κ) ln(z2/z1) (1.7) Luôn tồn tại một độ cao z0 mà trên đó vận tốc gió trung bình bị triệt tiêu Vz0=0, độ cao z0 đ−ợc gọi là độ gồ ghề của mặt trải. Việc quan trắc vận tốc gió trên những độ cao nhỏ trên mặt biển th−ờng rất khó khăn do bị sóng tác động. Các số liệu quan trắc trong phòng thí nghiệm cho thấy sự tồn tại hai chế độ chuyển động của dòng khí trên mặt sóng. Trong tr−ờng hợp khi ma sát giữa khí và n−ớc do lực kết dính, động l−ợng đ−ợc chuyển qua nhớt rối và chế độ dòng đ−ợc xem là chảy trơn động lực. Khi ma sát bề mặt đ−ợc hình thành do áp lực giữa các mấp mô sóng, chế độ dòng đ−ợc xem là chảy nhám động lực. Quá trình chuyển đổi giữa hai chế độ dòng nêu trên phụ thuộc vào số Reinolds: Re = hxv*/k0 (1.8) 10
11. trong đó các biến số là độ gồ ghề mặt trải hx, vận tốc động lực v* và hệ số nhớt 2 phân tử của không khí k0=0,15 cm /s. Chế độ dòng đ−ợc xem là trơn động lực khi Re 90. Trong chế độ dòng chảy trơn, tồn tại một lớp mỏng nhớt sát mặt n−ớc với độ dày hn ~ 5k0/v*, trong đó động l−ợng truyền bằng nhớt phân tử và vận tốc dòng tăng tuyến tính theo khoảng cách từ mặt phân cách. Nằm trên lớp này là lớp chuyển tiếp có độ dày hc ~ 30hn , trong đó các nhiễu động rối đóng vai trò quan trọng hơn so với nhớt phân tử trong quá trình trao đổi động l−ợng. Vận tốc gió trung bình tăng chậm hơn so với quy luật tuyến tính, trị số và quy luật phân bố gió trung bình trên đỉnh sóng và bụng sóng cũng khác nhau. Lực ma sát gió trên mặt biển bao gồm hai thành phần; tiếp tuyến τt và pháp tuyến τp: ⎛ ∂v ⎞ τ = τ + τ =(1/s) ⎜ρκ npnds+ ⎟ t p ∫ ⎝ 10 s z Χ ⎠ s ∂h h - pháp tuyến của mặt sóng s. Trong tr−ờng hợp gió thổi trên mặt sóng, sóng có vận tốc chuyển động c0, ξ(x,t) = a cos(kx- c0t), dòng không khí sẽ v−ợt sóng ở các độ cao lớn hơn độ cao tới hạn zcr và chậm hơn sóng ở các độ cao z < zcr. Xung quanh khu vực zcr các đ−ờng dòng có dạng khép kín (hình 1.1.). Hình 1.1. Đ−ờn dòng vận tốc trên mặt sóng chuyển động theo Miles [7] Một đặc tr−ng quan trọng của dòng khí trên mặt sóng là ảnh h−ởng của nhiễu động sóng lên dòng khí. Các nhiễu động của sóng dẫn tới việc việc các nhiễu động vận tốc đ−ợc tạo nên bởi hai thành phần: nguồn gốc rối thuần tuý và nguồn gốc sóng (u',v',w' và u's, v' s và w's). Kết quả nghiên cứu cho thấy rằng các loại nhiễu 11
12. −−−−−−− −−−−−−− −−−−−−− ≈ 0, ≈ 0, ≈ 0, động trên th−ờng độc lập với nhau: u's u' v's v' u's w' , −−−−−−−−− −−−−−−−−− nh−ng giữa chúng lại có mối t−ơng quan nhất định: uw''ss≠≠00, vw '' ss . Nh− vậy trong lớp biên khí quyển trên mặt sóng xuất hiện các ứng suất sóng −−−−−−−−− −−−−−−−−− τsx =ρuw''ss và τsy =ρ vw''ss . Chúng giảm rất nhanh khi khoảng cách tính từ mặt sóng tăng lên, vì vậy ảnh h−ởng của các thành phần này lên phân bố thẳng đứng của vận tốc trung bình chỉ giới hạn trong một lớp mỏng hs vào khoảng 0,1λ (λ- b−ớc sóng), sự biến đổi của vận tốc trung bình trong lớp khí quyển nằm trên đó có dạng t−ơng tự nh− đối với lớp khí quyển sát mặt trên nền cứng. Đối với tr−ờng hợp phân tầng phiếm định phân bố của vận tốc trung bình ở phần này sẽ tuân theo quy luật logarit. Để tính toán ứng suất gió trên mặt biển có sóng τ = τt + τs cũng nh− phân bố thẳng đứng của vận tốc gió có thể viết biểu thức ứng suất gió về dạng sau τ = τt (1 + γ) trong đó γ = f(v*/c0) là một hàm của tỷ số giữa vận tốc (động lực) gió và vận tốc truyền sóng. 1.2. ảnh h−ởng của phân tầng khí quyển lên trao đổi động l−ợng biển-khí quyển. Trong lớp biên khí quyển trên biển, nhiễu động rối của độ ẩm q' có một vai trò đáng kể trong nhiễu động rối mật độ ρ' , đại l−ợng liên quan trực tiếp tới lực đẩy áchimede gρ'/ρ vì vậy cần tính đến ảnh h−ởng của sự phân tầng nhiệt và ẩm trong lớp biên khí quyển sát mặt. Từ ph−ơng trình trạng thái của hỗn hợp khí và hơi n−ớc (không khí ẩm) p = RρTv = RρT [1+q((Rh/R) -1)] ~ RρT [1 + 0,61 q] (R=287 J/kg.°K, Rh= 461J/kg.°K - hằng số vạn năng của không khí khô và hơi n−ớc ) q = ρh/ρ - độ ẩm riêng, T - nhiệt độ, Tv - nhiệt độ ảo. Tuy rằng sự khác biệt giữa T và Tv chỉ vào khoảng vài ba phần trăm (%) nh−ng nhiễu động thăng giáng của chúng T' và T'v th−ờng khác nhau rất nhiều, phụ thuộc vào q. Vì vậy chúng gây ảnh h−ởng đáng kể đến ρ' và lực đẩy áschimede trong ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng rối: ∂v βΗΕ+ 061, gCp 1∂Q v + −−=ε 0 ∗ ∂z ρρCp ∂z 12
13. β =g/T - tham số lực nổi, −−−−−−−−−−− Q = ρ ρ uu''ij u '3 / 2 - dòng năng l−ợng trung bình do nhiễu động vận tốc rối theo ph−ơng thẳng đứng, ε- tản mát năng l−ợng. Số Richardson động lực, đặc tr−ng cho sự phân tầng, biểu diễn thông qua tỷ số giữa hai thành phần năng l−ợng đối l−u và năng l−ợng cơ học trong ph−ơng trình trên sẽ có dạng: Rf* = Rf (1 + I) 1 ρ'w' βΗ ρ trong đó R = - (=- ), f ∂v ∂v ρCp 2 v'w' v∗ ∂z ∂z Rối sẽ không phát triển ổn định khi Rf >1. I = 0,61 Cp T E/ H = 0,61 T q*/T* q* và T* là các đại l−ợng đặc t−ơng tự v* đặc tr−ng cho c−ờng độ trao đổi ẩm và nhiệt rối q* = -E / κρv* , T* = - H / κCpρv* Thông th−ờng ng−ời ta biểu diễn I thông qua tỷ số Bauen (Bowen): Cp()θ − θ ()θ − θ Bo = H / ΛE = 0 a = 066, 0 a Λ()qq0 − a () ee0 − a I = m/Bo trong đó m = 0,61 Cp T/ Λ là hệ số không thứ nguyên, phụ thuộc vào nhiệt độ, trong bảng 1.1. sau đây đ−a ra một số giá trị đặc tr−ng của m. Bảng 1.1. Giá trị hệ số m tính toán ảnh h−ởng độ ẩm lên trao đổi động l−ợng rối T (°C) 0 10 20 30 m 0,067 0,070 0,073 0,078 13
14. Tỷ số Bauen còn đựơc sử dụng để tính tổng thông l−ợng nhiệt trao đổi qua mặt biển trên cơ sở số liệu nhiệt độ. Kết quả nghiên cứu thực nghiệm trên biển cho thấy rằng ảnh h−ởng của phân tầng sẽ lớn khi I > 1 . Với các trị số trung bình mùa hè m ~ 0.07 và Bo ~ - 0,1 thì I chỉ vào khoảng - 0,1 . Trong tr−ờng hợp I có trị số âm và giá trị tuyệt đối lớn hơn 1 (I <-1), ngay trong khi nhiệt độ thế vị tăng theo độ cao, phân tầng vẫn giữ không ổn định, điều này nói lên ảnh h−ởng lớn của phân tầng ẩm. Để tính toán dòng động l−ợng trong khí quyển có sự phân tầng, ng−ời ta th−ờng sử dụng các công thức rút ra từ giả thiết của Monin- Obukhov cho phép thể hiện mức độ phân tầng thông qua kích th−ớc độ dài Monin- Obukhov : 2 2 L = v* /κ βT* trong tr−ờng hợp có kể đến độ ẩm thì kích th−ớc độ dài sẽ bị thay đổi: L* = L/(1 + I) Quy luật phân bố vận tốc có thể đ−ợc thiết lập trên cơ sở phép phân tích thứ nguyên, với giả thiết cho rằng gradient vận tốc theo độ cao phụ thuộc vào c−ờng độ của dòng động l−ợng rối (v*), độ cao z và kích th−ớc độ dài Monin- Obukhov : ∂V u z = ∗ ϕ( ) ∂z κz L 2 Nh− vậy ứng suất gió τ = ρ v* có thể tính đ−ợc khi ta biết dạng hàm phi thứ nguyên ϕ(z/L) hoặc hàm f(z/L) rút ra từ tích phân biểu thức trên: v =(v* /κ) f(z/L) Dạng cụ thể của hàm f(z/L) có thể xác định trong một số điều kiện tới hạn. Ví dụ, trong điều kiện phân tầng yếu tỷ số z/L nhỏ có thể phân tích ϕ(z/L) vào chuỗi Taylor, giới hạn trong số hạng đầu tiên: ϕ(z/L) = 1 + β (z/L) hệ số β trên mặt đất có thể lấy không đổi : β ~ 0,6. Trong tr−ờng hợp này, hàm phân bố tích phân f sẽ có dạng logarit + tuyến tính: v2 -v1 = (v* /κ) [ln(z/L) + β (z2 - z1)/L] Dựa trên khái niệm về tham số nhám z0, độ cao mà ở đó vận tốc dòng trung bình bị triệt tiêu ta có: 14
15. v2 = (v* /κ) [ln(z/z0) + β (z2 - z0)/L] Đối với lớp biên khí quyển trên mặt biển, tham số nhám z0 không cố định mà phụ thuộc vào trạng th−ờng ng−ời ta thể hiện mối t−ơng quan đó qua dạng sau: z0 = zm exp (-κc0/v* ) trong đó zm là độ cao mà trên đó vận tốc gió trung bình có trị số bằng vận tốc pha của sóng c0. Trên hình 1.2 cho ta phân bố kết quả thực nghiệm quan trắc so sánh với kết quả tính theo công thức trên. Hình 1.2. Phụ thuộc giữa tham số nhám z0 và độ cao sóng không thứ nguyên, theo Kitaigorotski [ 4] Việc xác địng giá trị của z0 và zm trên mặt biển th−ờng rất phức tạp và khó khăn, phụ thuộc không chỉ vào vận tốc truyền sóng c0 mà còn cả tuổi sóng. Trong giai đoạn phát triển đầu của sóng c0/v* > 1 thì z0 = const, không còn phụ thuộc vào trạng thái mặt biển nữa. 15
16. Theo lý thuyết phân tích thứ nguyên thì tỷ số giữa tham số nhám z0 và kích th−ớc đặc tr−ng của sóng hg : z0/hg có thể đ−ợc xem nh− một hàm của số Reinolds sóng Reg: z0 = hg P0(Reg) 2 trong đó Reg = (hg.v*)/γ và hg= v* /g. Có thể xác định các biểu thức tiệm cận cho hàm P0(Reg) theo các giá trị Reg tới hạn khác nhau. Trong tr−ờng hợp gió yếu, giá trị Reg sẽ rất nhỏ, mặt khác sóng trọng lực ch−a phát triển nên vai trò của gia tốc trọng tr−ờng g cũng bị triệt tiêu, vì vậy hàm P0 phải có dạng Reg-1, hay: -1 3 z0 = m0 hg(Reg ) = m0 (v*/g)(gγ/v* ) = m0 γ/v* = m0 hv hv là độ dày đặc tr−ng cho lớp ma sát phân tử- nó có trị số vào khoảng một vài milimét, hệ số không thứ nguyên m0 đối với các mặt trải cứng vào khoảng 0,1. Trong tr−ờng hợp gió mạnh, Reg có giá trị lớn, phân bố vận tốc gió trung bình theo độ cao sẽ không còn phụ thuộc vào hệ số nhớt phân tử γ nữa và hàm P0 sẽ tiến tới một trị số không đổi. Biểu thức tham số nhám z0 sẽ có dạng sau: 2 z0 = m1(v* /g) =m1 hg Giá trị của hệ số m1 đối với mặt trải cứng vào khoảng 0.03. Những công thức tiệm cận trên đây trùng với các biểu thức thực nghiệm của Charnock, trong đó trị số m1 lấy bằng 0,035. Theo kết quả xử lý các số liệu thực nghiệm trên biển, Kitaigorotxki đã đ−a ra các đ−ờng cong biễu diễn hàm P0 nh− sau: ⎡ 0,1/ Reg với 0 < Reg <= 50 P0 = ⎢ ⎣ 0,048 -2,3/Reg khi 50 < Reg Sử dụng các đ−ờng phân bố thẳng đứng vận tốc gió trung bình trong các điều kiện phân tầng khác nhau ta có thể tính đ−ợc các trị số của vz, z0, L ( hoặc L*) cũng 2 nh− dòng động l−ợng τ = ρv* . Tuy nhiên trong thực tế tính toán dòng động l−ợng, ng−ời ta th−ờng sử dụng các biểu thức tính thông qua hệ số ma sát trong đó v là vận tốc gió trung bình tại 16
17. một độ cao nhất định t−ơng ứng hệ số Cu. Trong các tính toán chuẩn hoá độ cao này đ−ợc chọn bằng 10 mét. τ = ρCu v2 Hình 1.3. Hệ số ma sát mặt biển theo các số liệu quan trắc khác nhau theo Bortkovxki P. C và ctv. [ 1] Trong trừơng hợp khí quyển phân tầng phiếm định, hệ số ma sát Cu0 có thể dẽ dàng rút ra từ biểu thức phân bố vận tốc: 2 2 2 Cu0 = (κ )/[ln(z/z0)] =(v*/v) Nếu kể đến sự phân tầng, hệ số Cu sẽ có dạng tổng quát hơn: 2 2 2 Cu = (v*/v10) ={κ /[ln(z10/z0) + β (z10 - zm)/L]} = -2 = Cu0{1 + β (z10 - zm)/[Lln(z10/z0)] } = = Cu0{1 - 2β [(z10)/L]ln(z10/z0)} Đối với phân tầng không ổn định ( L 0) thì Cu < Cu0. 17
18. Hình 1.4. T−ơng quan giữa vận tốc động lực tính theo quan trắc gradient và giá trị quan trắc trực tiếp theo Kitaigorotxki [4]. Khác với tr−ờng hợp trên mặt trải cứng, trên mặt biển hệ số ma sát Cu phụ thuộc vào trạng thái gió và sóng. Đối với tr−ờng hợp phân tầng không đáng kể, hệ số Cu0 đ−ợc xem nh− một hàm của vận tốc gió v, nếu sử dụng vận tốc gió trên 10 mét (v10) công thức tính có dạng: -3 Cu0 = 10 (a + cv10) trong đó các hệ số a: 0,70 < a < 1,10, c: 0,04 < c < 0,12 với thứ nguyên vận tốc gió [v] = (m/s). Tuy công thức trên chỉ đúng cho tr−ờng hợp phân tầng yếu, song điều kiện này th−ờng rất phổ biến đối với lớp biên khí quyển trên biển nên hay đ−ợc sử dụng. Trên hình 1.3. cho ta số liệu quan trắc và tính toán theo các giả thiết khác nhau về sự phụ thuộc hệ số ma sát vào vận tốc gió. Hình 1.4 đ−a ra so sánh kết quả tính toán vận tốc động lực và số liệu thực đo. Dễ dàng thấy tính phức tạp của sự phụ thuộc vận tốc động lực vào vận tốc gió. Trong tr−ờng hợp này, phân bố vận tốc tuân theo quy luật logarit: 18
19. - trên mặt trải cứng: v2 = (v* /κ) ln(z/z0) , - trên mặt sóng: v2 - c0 = (v* /κ) ln(z/zm) . Đối với tr−ờng hợp đối l−u tự do hay điều kiện phân tầng không ổn định mạnh: (z/L) 0,04, hệ số rối không còn phụ thuộc vào khoảng cách, hệ số masát Cu có thể tính theo công thức sau: 2 -2 Cu =κ [ln(zi/z0) + β (zi/L) + C1(z10 - zi )/LRfcr ] trong đó Rfcr là giá trị tới hạn của số Richardson động lực, zi là giới hạn d−ới của tầng nghịch nhiệt, thông th−ờng zi ~ 0,4L, β = 10. Nh− vậy phân tầng ổn định của khí quyển làm giảm dòng động l−ợng trao đổi giữa biển và khí quyển. 1.3. T−ơng quan giữa hệ số truyền nhiệt, khuyếch tán và masát rối trên biển. Sử dụng nguyên lý đồng dạng và thứ nguyên, gradient các giá trị trung bình của vận tốc gió, nhiệt độ thế vỵ và độ ẩm có thể biểu diễn qua dạng: ∂v v v = ∗ ψ ()ξ = ∗ g ()ξ ∂z κz v κL v ∂θ T T = ∗ ψ ()ξ = ∗ g ()ξ (1.9) ∂z κz θ κL θ ∂q q q = ∗ ψ ()ξ = ∗ g ()ξ , ∂z κz q κL q 19
20. trong đó: R Α ⎛ P ⎞ * Cp ξ=z/L; Ψ(ξ) = ξg(ξ) ; θ = T ⎜ 0 ⎟ ⎝ P ⎠ -8 A*=2,39 10 cal/erg - đ−ơng l−ợng công. Sau khi tích phân (1.9) chúng ta thu đ−ợc các công thức sau: u* ⎡ z21z ⎤ uz()21−= uz ()⎢ f uu ( ) −f ()⎥ κ ⎣ L L ⎦ θ * ⎡ z2 z1 ⎤ θ (z2 ) −θ (z1 ) = ⎢ fθ ( ) − fθ ( )⎥ (1.10) κ ⎣ L L ⎦ q* ⎡ z2 z1 ⎤ q(z2 ) − q(z1 ) = ⎢ f q ( ) − f q ( )⎥ κ ⎣ L L ⎦ Các thông l−ợng ứng suất (động l−ợng) τρ= uw'', nhiệt Η=ρCTwp '' và ẩm Ε=ρqw'' có thể tính toán đ−ợc khi biết các giá trị gradient vận tốc, nhiệt độ và độ ẩm và sử dụng giả thiết về hệ số trao đổi rối động l−ợng Kv, nhiệt l−ợng Kh và ẩm Kq : ∂u τ = ρKv ∂z ∂θ Η = ρCpKh (1.11) ∂z ∂q Ε = ρK D ∂z Trên cơ sở các công thức (1.9) và (1.11) ta có: κuL Kv = * gu()ξ κuL* KΗ = (1.12) gθ ()ξ κu* L K D = g q ()ξ Thông th−ờng ng−ời ta sử dụng các giá trị nghịch đảo số Prandtl và số Shmidt αH và αD trong dạng sau: 20
21. Kh gu ()ξ K gu (ξ) αH = = , αD = = . Kv gθ ()ξ Kv gq ()ξ Trong điều kiện phân tầng phiếm định, khi giá trị hàm ϕ()01= có thể xem KKH D 0 1 0 1 Kv ===00κuz* , với ααHH==()0 và αα==()0 . Phân bố ααH D ϕ θ ()0 ϕ q ()0 vận tốc gió , nhiệt độ và độ ẩm theo độ cao z sẽ tuân theo quy luật logarit và khi có sự phân tầng yếu thì chúng tuân theo quy luật logarit + tuyến tính: v ⎛ z z − z ⎞ * ⎜ 2 2 1 ⎟ v(z2 ) − v(z1 ) = ⎜ln + bu ⎟ κ ⎝ z1 L ⎠ ⎛ 1 z2 zz21− ⎞ θθθ()zz21−= ()* ⎜ 0 ln +bθ ⎟ (1.13) ⎝ α H z1 L ⎠ ⎛ 1 z zz− ⎞ qz()−= qz () q⎜ ln2 +b 21⎟ . 21* ⎜ 0 q ⎟ ⎝ α z1 L ⎠ Trong khi nghiên cứu các quá trình t−ơng tác giữa mặt trải và không khí cần phải đồng thời chú ý đến các đặc tr−ng ảnh h−ởng tới trao đổi động l−ợng và nhiệt, chất ngay tại mặt phân cách nh− độ cao trung bình của các ghồ ghề h0, độ cao lớp nhớt rối hγ = γ/v*, nhiệt độ n−ớc tầng mặt và độ ẩm trên mặt biển θs và qs. T−ơng quan giữa độ ghồ ghề h0, độ cao lớp nhớt rối hγ th−ờng đ−ợc gọi là số Reinolds Re0 = h0/hγ . Có thể khái quát các công thức (1.13) qua dạng các hàm vạn năng nh− sau: v ⎛ z ⎞ * ⎜ ⎟ v = φu ⎜ , Re0 ⎟ κ ⎝ h0 ⎠ ⎛ z ⎞ ⎜ ⎟ θ −θ s = T*φθ ⎜ , Re0 , Prm ⎟, Prm =ν / χθ ⎝ h0 ⎠ ⎛ z ⎞ ⎜ ⎟ q − qs = q*φq ⎜ , Re0 , Scm ⎟, Scm =ν / χ q . ⎝ h0 ⎠ Giá trị các số Prandtl và Shmidt phân tử: Prm và Scm đối với không khí vào khoảng 0,72 , đối với hỗn hợp khí Prm = 0,34 - 1,96. Trong chuyển động rối các số Pr và Sc ít biến động hơn: Pr = 0,7 - 0,75 và Sc = 0,83 - 0,77. Nhìn chung đối với khí quyển trên biển có thể xem giá trị các số Pr và Sc nh− nhau và phụ thuộc vào độ phân tầng khí quyển. Đối với phân tầng phiếm định chúng có trị số gần bằng 1, khi 21
22. phân tầng bất ổn định cao giá trị của chúng vào khoảng 0,3 và khi phân tầng ổn định mạnh thì Pr và Sc lớn hơn 1. Để nghiên cứu mối t−ơng quan giữa hệ số masát Cu, hệ số truyền nhiệt Cθ và bốc hơi Cq, ta tiến hành các biến đổi sau đây. Từ định nghĩa các hệ số trên: τ Η Ε Cu = 2 ,Cθ = ,Cq = , ρv ρC p v()θ −θ 0 ρv()q − q0 ∂v ∂θ ∂q ta có thể lấy tích phân , , từ các ph−ơng trình (1.11) và cho rằng: ∂z ∂z ∂z z2 dz z2 dz ∫∫≈ , ta có: z1 Pr(ανθθ+ K ) z1 + Ku v(z ) − v(z ) C v ()θ (z ) −θ (z ) 2 1 = ρ p * 2 1 (1.14) v* Η Pr Dễ dàng thu đ−ợc biểu thức cho hệ số truyền nhiệt: Cu Cθ = ~ Pr ∆θ ~ ~ ~~ Trong đó ∆θ là hiệu nhiệt độ không thứ nguyên ∆θ = θ ()z −θ ()0 với ~ ρCpv θ (z) (z) = * . θ H Pr Khi giữa các quá trình trao đổi động l−ợng và nhiệt có sự t−ơng tự hoàn toàn, số Pr =Kv/KH =1, thì Cθ = Cu. Tuy nhiên không phải lúc nào điều kiện đó cũng thoả mãn, nh−ng hai quá trình truyền nhiệt và khuyếch tán ẩm thì có thể xem hoàn toàn t−ơng tự nhau và Pr ~ Sc. Trong tr−ờng hợp đó hệ số Cθ và Cq cần đ−ợc xem nh− nhau. Các hệ số Cθ và Cq cũng phụ thuộc vào sự phân tầng theo quy luật t−ơng tự nh− Cu: khi sự bất ổn định gia tăng thì các hệ số đó đó tăng lên và khi độ ổn định lớn thì các hệ số đó giảm một cách đáng kể. Trở lại các công thức dạng (1.13), theo giả thiết tựa đồng dạng của các phân bố vận tốc, nhiệt độ và độ ẩm ta có thể viết chúng về dạng sau: 22
23. v z v = * ln κ z0 Tz* θθ−=s δθ0 +0 ln (1.15) α Η z0 qz* qq−=s δ q0 +0 ln , α z0 trong đó bên cạnh tham số nhám đã xét ở phần trên, các đại l−ợng δθ và δq là các tham số mới không phụ thuộc vào z và có thể biểu diễn thông qua dang sau: δθ 00= TP* θ (,Pr) Re (1.16) δqqPRSc00= * qe(,) Các hàm vạn năng Pθ và Pq cũng có thể đ−ợc xác định t−ơng tự Cθ và Cq. Nh− đã phân tích ở trên giữa Pr và Sc cũng nh− giữa tự Cθ và Cq không có sự cách biệt nhau nhiều vì vậy có thể xem Pθ và Pq có giá trị nh− nhau. Một cách t−ơng tự nh− trong công thức đối với độ nhám z0: z0= hg P0(Reg), ta có thể viết các công thức cho δθ0 và δq0 nh− sau: * 3 δθ 0 = T* Pθ (Reg),Re g = v* / gν * 2 δq0 = q* Pq (Reg),hg = v* / g Với điều kiện Reg << 1, nh− đã trình bày ở phần tr−ớc, z0 = m0*hν =m0*ν/u*, t−ơng tự ta có thể thu đ−ợc các biểu thức : δθ0 = mθ*T0 và δq0 = mq*q0 . Khi Reg lớn, khả năng t−ơng t−u giữa z0 , δθ0 và δq0 ít có khả năng bảo đảm vì khi vận tốc gió tăng lên thì sự hiện diện của các hạt n−ớc trong không khí cũng tăng lên, đặc biệt đối với lớp khí quyển sát mặt biển. Điều này làm cho các quá trình trao đổi nhiệt, ẩm và động l−ợng trở nên khác biệt nhau về cơ chế. So sánh các giá trị nhiệt độ và độ ẩm trên các độ cao z2 = 2 m , z0 và trên mặt biển cho thấy giữa chúng có mối quan hệ nh− sau: θ2 - θ0 = ξθ(θ2 - θs ), q2 - q0 = ξq(q2 - qs ), với ξθ và ξq có trị số t−ơng ứng 0,99 và 0,81. Sử dụng công thức (1.16) có thể xác định Pθ* và Pq* t−ơng ứng: 23
24. ⎛ ⎞ ⎛ 1 ⎞ z2 1 z2 Pθ* =−⎜ 1⎟ ln , Pq* =−⎜ 1⎟ ln ⎝ ξ θ ⎠ z0 ⎝ ξ q ⎠ z0 -3 -1 với z0 = 10 - 10 cm, Pθ* = 0,08 - 0,12 , Pq* = 1,7 - 2,8. Tỷ trọng δθ0/(θz -θs) ≈ 0,01, δq0/(qz -qs) ≈ 0,2 , cho phép lấy các giá trị Pθ* = Pq* = 0 và Cθ = Cq = Cu khi vận tốc gió yếu để tính toán các thông l−ợng nhiệt, ẩm trao đổi qua mặt biển. 1.4. Tính toán các thông l−ợng nhiệt, ẩm theo số liệu khí t−ợng thông dụng và trong điều kiện gió lớn (b∙o). 1.4.1.Tính toán các thông l−ợng theo các số liệu khí t−ợng thông dụng Thông th−ờng , ph−ơng pháp gradient đ−ợc sử dụng để tính toán các thông l−ợng với sự biến đổi chu kỳ nhỏ trên cơ sở các kết quả quan trắc vận tốc, nhiệt độ và độ ẩm không khí trên các mực độ cao nhất định. Điều này dựa trên kết quả nghiên cứu các quy luật biến đổi trong chu kỳ nhỏ các yếu tố t−ơng tác động lực z0, u* và t−ơng tác nhiệt ẩm nh− δθ0, H, E, δθ0. Trong các tính toán khí hậu, số liệu vận tốc và nhiệt độ, độ ẩm đ−ợc lấy tại một mực độ cao chuẩn (2 m, 10 m trên mặt biển) và trên mặt n−ớc, vì vậy nói chung sử dụng khái niệm về các hệ số ma sát, truyền nhiệt và trao đổi ẩm: Cu, Cθ , Cq : 2 τ = ρCu v H= ρCθv(θ - θ0) (1.17) E = ρCq v (q - q0) Việc xác định các hệ số này phụ thuộc vào điều kiện t−ơng tác động lực và phân tầng khí quyển nh− đã đ−ợc xét ở phần trên. Trong các tính toán phân bố mặt rộng các thông l−ợng, thông th−ờng chúng ta không có đủ số liệu vận tốc, nhiệt độ và độ ẩm ở hai tầng ( z = 2 hoặc 10 m và trên mặt biển 0 m) vì vây chúng đ−ợc lấy bằng xử lý các số liệu synop. Theo các số liệu này, thì vận tốc, nhiệt độ và độ ẩm chỉ có đ−ợc tại lớp sát mặt và các độ cao động lực H nhất định. Trong tr−ờng hợp này, ng−ời ta đã xây dựng các toán đồ khác nhau rút ra từ lý thuyết đồng dạng của lớp biên khí quyển, sử dụng giả thuyết dừng và 24
25. đồng nhất ngang của dòng khí. Theo các giả thiết này phân bố các đặc tr−ng gió, nhiệt , ẩm phụ thuộc vào hai tổ hợp nhiệt động lực học: (i) số Rosby Ro = G/ ⎪f⎪z0 , (ii) chỉ số phân tầng nhiệt: S = βδθ/⎪f⎪G, trong đó G - vân tốc gió tại tầng trên cùng của lớp biên khí quyển (h) hay là gió địa chuyển, f - tham số Coriolis, δθ = θh - θ0 chênh lệch nhiệt độ. Trong tr−ờng hợp có tính đến ảnh h−ởng của phân tầng ẩm thì chỉ số phân tầng nhiệt S đ−ợc thay bằng biểu thức S*: S* = S(1 + I), I = 0,61 Cp TE/H = m/Bo. Với giả thiết về sự đồng dạng giữa trao đổi nhiệt và trao đổi ẩm, tỷ số I có thể thay bằng biểu thức sau:. I = 0,61 T δq/δθ . Lý thuyết đồng dạng và thứ nguyên áp dụng cho lớp biên khí quyển dẫn tới các công thức tính toán các hệ số masát địa chuyển, số Stenton và số Dalton trong các dạng sau: v χ = * = Jv (R , S * ) G * 0 Η St =− =JRS(,)* (1.18) ρδθCpG Η 0 Ε D =− =JRS(,)* . ρδGq Ε 0 Bằng nghiên cứu lý thuyết kết hợp với các số liệu thực nghiệm, ng−ời ta đã xây dựng các toán đồ cho phép dựa vào trị số của các biến Ro, S* để tính toán các hệ số χ , St và D . Sử dụng các hệ số này và các công thức (10) có thể tính đ−ợc τ (v*), H, E theo vận tốc gió địa chuyển G và các tham số nhiệt và ẩm trong lớp biên khí quyển trên biển δθ và δq. Tuy nhiên, để xác định các tham số Ro và S*, chúng ta cần biết tham số nhám z0, đại l−ợng này có thể tính đ−ợc theo Reg, với việc sử dụng vận tốc động lực u* 2 2 tính từ vận tốc gió trên mặt biển u* = Cu ua . 25
26. Từ toán đồ xác định hệ số ma sát đại chuyển, số Stenton và số Dalton theo các biến số S* và Ro khác nhau. Từ toán đồ này có thể thấy các quy luật biến đổi của các hệ số này theo từng biến cụ thể và tham số nhám z0 nh− sau: - Khi Ro giảm (gió địa chuyển G yếu hoặc tham số nhám tăng) hệ số ma sát địa chuyển χ tăng và các số Stenton St và Dalton D cũng tăng lên. Với giá trị đặc tr−ng của Ro trong khoảng từ 10+5 đến 10+13 ( Ro = 10+7 khi G = 10 m/s, f = 10-4 s-1 -2 và z0 = 10 cm), χ biến đổi trong khoảng từ 0,01 đến 0,2. - Khi S* tăng ( gió địa chuyển yếu, độ ổn định tăng) thì hệ số ma sát địa chuyển χ tăng và các số Stenton St và Dalton D cũng tăng. Với Ro = 10+7 , khi S* = -10-2 ( khí quyển không ổn định) χ = 0,06, khi S* = 10+3 ( khí quyển ổn định) χ = 0,02. Thông th−ờng χ có giá trị từ 0,02 đến 0,03 và St = D = 10-3 . 1.4.2. Tính toán các thông l−ơng trong điều kiện gió lớn (bão) . Trong điều kiện gió lớn, đặc biệt khi gió bão với vận tốc lớn hơn 15 m/s, các quá trình trao đổi động l−ợng và nhiệt- chất bị biến đổi mạnh. Nguyên nhân của sự biến đổi này chủ yếu do sự xuất hiện của của các hạt n−ớc từ sóng và mặt biển bắn vào khí quyển. Những tác động trực tiếp của sự hiện diện các hạt n−ớc lên các dòng động l−ợng có thể thông qua các cơ chế vật lý sau: (i). Khối l−ợng hạt n−ớc trong khí quyển cũng chuyển động cùng một vận tốc của dòng khí , chúng sẽ truyền động l−ợng cho n−ớc biển khi rơi xuống lớp mặt. Đồng thời sự hiện diện của các bọt khí trong lớp n−ớc trên cùng sẽ góp phần tăng c−ờng dòng động l−ợng cho biển. (ii). trong điều kiện sóng lớn, độ ẩm khí quyển lớp sát mặt tăng làm thay đổi điều kiện ổn định mật độ của dòng khí và gián tiếp tác động lên dòng động l−ợng. Trị số thực của hệ số ma sát Cu trong điều kiện gió bão rất khó xác định bằng số liệu quan trắc vận tốc, tuy nhiên các kết quả nghiên c−− khác nhau đều cho thấy giá trị lớn của nó . Trên hình 1.5. đ−a ra các số liệu biến đổi hệ số này với các điều kiện gió khác nhau trong đó có gió bão. Trong các tính toán thông th−ờng có thể lấy -3 -3 Cub vào khoảng từ 2 10 đến 4 10 . Đối với các thông l−ợng nhiệt và ẩm (hơi n−ớc), ảnh h−ởng của sóng và gió lớn đ−ợc thể hiện thông qua quá trình bốc hơi từ các hạt n−ớc trong lớp sát mặt vào không khí. Các kết quả nghiên cứu cho thấy rằng trên bề mặt hạt n−ớc, sức tr−ơng của hơi n−ớc phụ thuộc vào bán kính và độ mặn của bản thân hạt n−ớc, và chỉ các hạt có đ−ờng kính lớn mới gây tác động mạnh lên sự bốc hơi. Thông th−ờng khi vận 26
27. tốc gió trong khoảng từ 20 m/s đến 25 m/s l−ợng nhiệt do bốc hơi từ các hạt n−ớc cũng có đại l−ợng cỡ thông l−ợng nhiệt tổng cộng ( nhiệt rối và nhiệt hoá hơi) trao đổi qua mặt phân cách biển - khí quyển, hay nói cách khác, thông l−ợng nhiệt tăng lên hai lần. Hình 1.5. Hệ số trở kháng mặt biển trong gió bão theo nhiều tác giả khác nhau [2] Khi gió lớn với vận tốc trên 25 m/s thì mức độ gia tăng còn lớn hơn có thể đạt tới giá trị từ 5 đến 6 lần. Đối với thông l−ợng ẩm, hệ số Cq cũng có sự gia tăng t−ơng tự nh− Cθ. 27
28. Ch−ơng 2 Hệ quả t−ơng tác biển và khí quyển 2.1. T−ơng tác nhiệt các lớp biên biển khí và ph−ơng pháp mô hình hoá lớp hoạt động trên của biển. Trong lớp biên trên cùng của biển, những biến động của các đặc tr−ng thuỷ nhiệt động lực và môi tr−ờng biển chỉ có ý nghĩa đáng kể trong lớp hoạt động trên. Tại các độ sâu lớn hơn giới hạn của lớp hoạt động, biên độ dao động mùa của các đặc tr−ng n−ớc biển nh− độ muối, nhiệt độ, v.v nhỏ hơn nhiều so với trên mặt biển. Có thể lấy tỷ lệ tới hạn giữa biên độ tại hai lớp trên là 10% làm chỉ tiêu xác định độ sâu lớp hoạt động H. Đối với các vùng biển không có đối l−u thẳng đứng của mật độ thì độ sâu của lớp hoạt động H và lớp masát Ecman D hầu nh− trùng nhau. Cấu trúc thẳng đứng của lớp hoạt động cũng bao gồm hai lớp nhỏ hơn là lớp tựa đồng nhất (TĐN) trên và lớp nêm nhiệt (TN - thermocline) mùa. Độ dày của lớp tựa đồng nhất trên (h) cũng có sự biến động lớn do tác động trực tiếp của các quá trình t−ơng tác nhiệt - động lực biển - khí quyển. Để mô phỏng và nghiên cứu các quy luật biến động của lớp hoạt động trên của biển, thông th−ờng phải sử dụng hệ các ph−ơng trình thuỷ nhiệt động lực học lớp biên bao gồm các ph−ơng trình chuyển động, cân bằng nhiệt l−ợng, cân bằng muối- n−ớc ngọt và cân bằng năng l−ợng. Để tính đến ảnh h−ởng của khí quyển lên lớp hoạt động, ph−ơng pháp tốt nhất là giải đồng thời hệ các ph−ơng trình mô tả các quá trình trên cho cả hai lớp biên của biển và khí quyển. Tuy nhiên việc giải đồng thời này rất phức tạp, vì vậy các đặc tr−ng khí quyển, bao gồm các thông l−ợng qua mặt phân cách n−ớc - không khí , đ−ợc tính đến nh− các điều kiện biên trong bài toán lớp hoạt động trên của biển. Đối với bài toán lớp hoạt động trên của biển, cũng tồn tại hai h−ớng giải khác nhau: giải trực tiếp hệ các ph−ơng trình vi phân - đạo hàm riêng và ph−ơng pháp tích phân các ph−ơng trình đó theo độ sâu cho lớp tựa đồng nhất và lớp nêm nhiệt. D−ới đây trình bày cơ sở ph−ơng pháp tích phân trong nghiên cứu lớp hoạt động trên của biển. Tr−ớc hết, lấy tích phân các ph−ơng trình truyền nhiệt và khuyếch tán độ muối từ mặt biển đến hết lớp tựa đồng nhất trên h, ta có: ∂T ∂T ∂T F F h 0000++=−+∇U V TTh Kl2 T h ∂t ∂x ∂ρy Cp ρCp 0 28
29. ∂S ∂S ∂S FF h 0000++=−+∇U V SSh Kl2 S h (2.1) ∂t ∂x ∂ρρy 0 trong đó T0 và S0 là nhiệt độ và độ muối của lớp tựa đồng nhất trên có giá trị không biến đổi theo độ sâu từ mặt biển (0 m) đến độ sâu h; FT0, FS0, FTh, FSh là các thông l−ợng nhiệt và muối qua mặt biển và tại mặt phân cách giữa lớp tựa đồng nhất và lớp nêm nhiệt, U và V các thành phần của hàm dòng toàn phần. Các giá trị U và V đ−ợc tính từ các thành phần vận tốc t−ơng ứng u và v: h h U = ∫ udz , V = ∫ vdz . 0 0 Các thông l−ợng FT0 và FS0 dễ dàng tính toán đ−ợc theo các điều kiện t−ơng tác biển - khí quyển trên mặt biển nh− đã trình bày ở phần tr−ớc, chúng bao gồm các thành phần chủ yếu sau đây: FT0 = Bo + F + LE FS0 = S0(E - P), trong đó Bo là bức xạ mặt trời tổng cộng, F - thông l−ợng nhiệt hiện rối, E - thông l−ợng ẩm rối, LE ( L - nhiệt hoá hơi) - thông l−ợng nhiệt ẩn rối, P - l−ợng n−ớc ngọt (m−a), S0 - độ muối trên mặt biển. Để xác định các thông l−ợng qua mặt phân cách giữa lớp tựa đồng nhất và lớp nêm nhiệt: FTh và FSh ng−ời ta th−ờng sử dụng nhiều ph−ơng pháp tham số hoá khác nhau, trong đó ph−ơng pháp sử dụng ph−ơng trình truyền nhiệt và khuyếch tán trong lớp nêm nhiệt là hợp lý hơn cả. Có thể tích phân hai ph−ơng trình này từ độ sâu h đến hết lớp nêm nhiệt H, kết quả cho thấy: ∂ H ∂h H ∂T H ∂T H ∂T Tdz++ T u dz + v dz + w dz = ∂t ∫∫∫∫0 ∂t ∂x ∂y ∂z h h h h F F H =−+∇Th TH Kl∫ 2 Tdz ρρCp Cp h ∂ H ∂h H ∂S H ∂S H ∂S Sdz++ S u dz + v dz + w dz = ∂t ∫∫∫∫0 ∂t ∂x ∂y ∂z h h h h (2.2) FF H =−+∇Sh SH Kl∫ 2 Sdz ρρ h Trong hai ph−ơng trình này, các thành phần FTH và FSH có thể bỏ qua vì thông l−ợng nhiệt và muối qua biên d−ới của lớp hoạt động th−ờng không đáng kể. Tuỳ 29
30. theo mức độ gần đúng đòi hỏi, trong một số lời giải cho từng khu vực biển nhất định có thể bỏ qua thành phần bình l−u, đối l−u cũng nh− trao đổi rối ngang. Nh− vậy, các thông l−ợng FTh và FSh phụ thuộc chủ yếu vào quy luật phân bố thẳng đứng của H H nhiệt độ và độ muối, hay các tích phân ∫ Tdz và ∫ Sdz . h h Phân bố thẳng đứng của nhiệt độ và độ muối trong lớp nêm nhiệt th−ờng tuân theo quy luật phân bố vạn năng: θ = f T ()η và ℘= f S ()η , trong đó: TT− SS− hz− θ = 0 , ℘= 0 và η = - các đặc tr−ng không thứ nguyên TT0 − H SS0 − H hH− của nhiệt độ, độ muối và độ sâu không thứ nguyên có trị số t−ơng ứng bằng 0 tại biên trên lớp nêm nhiệt (z=h) và 1 tại biên d−ới z = H. Với giả thiết này các tích phân nhiệt độ và độ muối trong lớp nêm nhiệt có thể viết: H ∫ Tdz = (H-h)[αTTH + (1 - αT)T0] h H ∫ Sdz = (H-h)[αSSH + (1 - αS)S0] h 1 1 trong đó αT = ∫θηd và αS = ∫℘dη . 0 0 Các giá trị αT và αS phụ thuộc vào điều kiện cụ thể của từng vùng biển, thông th−ờng αT = αS = 0,6 - 0,8. Nh− vậy các thông l−ợng nhiệt và muối trao đổi giữa lớp tựa đồng nhất và lớp nêm nhiệt có thể tính theo các biểu thức sau: F ∂h ∂T Th =+αδT δα δh 0 ρCp TT∂t ∂t F ∂h ∂S Sh =+αδS δα δh 0 ρ SS∂t ∂t 30
31. với δT = T0 -TH, δS= S0 -SH, δh= H -h , δαi = 1 - αi ( i = T,S). Sau khi tiến hành thế các biểu thức vừa thu đ−ợc vào hệ ph−ơng trình (2.1) ta thu đ−ợc hai ph−ơng trình biến đổi nhiệt độ, độ muối của lớp tựa đồng nhất trên trong dạng sau: ∂T α δT ∂T A 000+ T + T = 0 (2.3) ∂t hh+ δαT δ ∂δαδt hh+ T ∂S α δS ∂S A 000+ S + S = 0 (2.4) ∂t hh+ δαS δ ∂δαδt hh+ S −F −F với A = T 0 , A = S0 trong điều kiện các dòng bình l−u và đối l−u T0 ρCp S0 ρ không đáng kể. Để khép kín hệ các ph−ơng trình trên cần bổ sung ph−ơng trình đối với độ sâu lớp tựa đồng nhất trên trên h. Trong số những ph−ơng pháp thông dụng, việc sử dụng ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng rối đối với mặt phân cách giữa lớp tựa đồng nhất và lớp nêm nhiệt đ−ợc xem là hợp lý nhất. Tại mặt phân cách này, trong quá trình biến đổi vị trí (h), biến đổi năng l−ợng rối phụ thuộc chủ yếu vào t−ơng quan giữa nguồn năng l−ợng do lực đẩy Acshimede và dòng năng l−ợng khuyếch tán từ mặt biển: e ∂h g e32/ C =+MC (2.5) 12h ∂ρt h h C1, C2 là các hệ số thực nghiệm, Mh là dòng khối l−ợng: ε ε M = S FF− T . h ρ Sh ρCp Th Năng l−ợng rối e phụ thuộc vào c−ờng độ trao đổi năng l−ợng cơ học và nhiệt- chất thông qua mặt biển. Đối với tr−ờng hợp xáo trộn động lực đóng vai trò quyết định e sẽ phụ thuộc vào dòng động l−ợng τ: 2 e ~ τ/ρ ~ u* . Khi xáo trộn đối l−u đóng vai trò quyết định, e sẽ phụ thuộc vào dòng khối l−ợng trao đổi qua mặt biển M0, quyết định cho lực đẩy Acshimed, cho rằng thông l−ợng này lan truyền nhanh trong toàn lớp tựa đồng nhất trên h: 31
32. 23/ ⎛ g ⎞ e ~ ⎜ hM ⎟ ⎝ ρ 0 ⎠ Đối với điều kiện thông th−ờng, ảnh h−ởng của cả hai quá trình nêu trên có giá trị t−ơng đ−ơng nhau, thì biểu thức đối với năng l−ợng rối e có thể viết trong dạng sau: 23/ ⎛ g ⎞ e = C u 2 + C ⎜ hM ⎟ , (2.6) 3 * 4 ⎝ ρ 0 ⎠ Thông l−ợng M0 đ−ợc tính theo các thông l−ợng thành phần: ε ε M = S FF− T . 0 ρ S0 ρCp T0 Nh− vậy kết quả giải hệ các ph−ơng trình (2.3 - 2.5) cho ta các đặc tr−ng biến động của nhiệt độ, độ muối và độ dày lớp tựa đồng nhất trên của biển phụ thuộc hoàn toàn vào các đặc tr−ng t−ơng tác biển - khí quyển. Đối với lớp nêm nhiệt, các đặc tr−ng nhiệt muối có thể tính toán đ−ợc theo các giá trị trong lớp tựa đồng nhất trên và quy luật phân bố vạn năng cùng các giá trị trên mặt phân cách lớp hoạt động và lớp nêm nhiệt chính ổn định nằm d−ới đó. 2.2. T−ơng tác động lực các lớp biên. 2.2.1. T−ơng tác động lực các lớp biên khi hệ số rối không đổi. Hệ các ph−ơng trình lớp biên khí quyển (đại d−ơng) có thể viết qua dạng: ∂ ∂v 1 ∂p Kv −=fu ∂z ∂ρz ∂y ∂ ∂u 1 ∂p Kv +=fv (2.7) ∂z ∂ρz ∂x Ngoài giới hạn lớp biên, vận tốc dòng khí và dòng chảy tuân theo quy luật địa chuyển, với các thành phần sau: 1 ∂p 1 ∂p Vg = , Ug =− , ρf ∂x ρf ∂y khi z →∝, u = Ug, v = Vg. 32
33. Trên mặt biển, đối với các điều kiện biên, có thể cho rằng vận tốc gió trên mặt biển bằng vận tốc dòng chảy trôi: u=u0, v=v0 , khi z = 0. Nghiệm của hệ ph−ơng trình (2.7) sẽ có dạng: ⎛ z ⎞⎡ z z ⎤ u = exp⎜− ⎟ ()u0 −Ug cos + ()v0 −Vg sin +Ug ⎝ h ⎠⎣⎢ D D⎦⎥ ⎛ z ⎞⎡ z z ⎤ v = exp⎜− ⎟ ()v0 −Vg cos − ()u0 −Ug sin +Vg (2.8) ⎝ h ⎠⎣⎢ D D⎦⎥ trong đó D là kích th−ớc độ dày lớp ma sát Ecman, có thể tính nh− sau: D = 2kf/ , với k là hệ số ma sát. Độ cao giới hạn trên cùng của lớp biên đ−ợc lấy theo điều kiện đạo hàm vận d tốc gió tại đây không đáng kể: uv22+=0 Theo điều kiện này thì H = dt zH= 1 1 2,3h1, h1 là độ cao lớp Ecman trong khí quyển. Đối với biển có thể lấy bằng H2= πD2, trong đó D2 là độ sâu lớp Ecman trong biển. Hình 2.1. Sơ đồ biến thiên vận tốc gió và dòng chảy trôi trong các lớp biên khí quyển và đại d−ơng (không tuân thủ theo tỷ lệ kích th−ớc) [2]: 1- gió địa chuyển; 2- gió trong lớp biên sát mặt n−ớc; 3- dòng chảy trôi tầng mặt; z1i - độ cao trong lớp biên khí quyển; z2i - độ sâu trong lớp biên đại d−ơng. 33
34. Sơ đồ phân bố vận tốc dòng chảy và gió trong lớp biên thể hiện trên hình 2.1 trong đó các các đại l−ợng z11,z21 t−ơng ứng độ cao trong khí quyển (1) và độ sâu trong biển (2). H−ớng của dòng chảy trôi trùng với h−ớng của dòng địa chuyển vì gió sát mặt đất lệch về bên trái gió địa chuyển một góc π/4, còn dòng chảy mặt lại lệch về bên phải so với h−ớng gió cũng một góc π/4. Thông th−ờng hệ số gió đ−ợc xác định theo công thức sau: 2 + 2 uv0 0 ~,2 610−2 . 22+ UVgg Khi tính đến hiệu ứng của tà áp (barocline), có thể biến đổi các công thức trên nh− sau: U g R ∂ ln p Vg R ∂ ln p Do p = ρ1RTv, nên =− , = , Tv f ∂y Tv f ∂x mặt khác từ ph−ơng trình tĩnh học, ta có: p = - ρ1gz nên ∂ ln p g = , ∂z RTv cuối cùng: ∂ ⎛Ug⎞ g ∂ ⎛ 1 ⎞ ⎜ ⎟ = ⎜ ⎟ , và ∂z ⎝ Tvv⎠ fyT∂ ⎝ ⎠ ∂ ⎛Vg⎞ g ∂ ⎛ 1 ⎞ ⎜ ⎟ =− ⎜ ⎟ . ∂z ⎝ Tvv⎠ fxT∂ ⎝ ⎠ Sau khi tích phân các ph−ơng trình trên ta thu đ−ợc kết quả sau: T gT z 1 ∂T Ug=− Ug v v v dz Tz() f ∫ T 2 ∂y v 1 z1 v T gT z 1 ∂T Vg=+ Vg v v v dz , (2.9) Tz() f ∫ T 2 ∂y v 1 z1 v trong đó Ug và Vg là hình chiếu của gió địa chuyển lên mặt phẳng x0y tại độ cao z1. 34
35. Trên hình vẽ 2.2 thể hiện các đ−ờng cong phân bố : Ug=+ Ug nz và ∂T Vg=+ Vg mz cho các tr−ờng hợp khác nhau của phân bố nhiệt độ . ∂x Hình 2.2. ảnh h−ởng của gradient nhiệt ngang lên đ−ờng đầu tốc gió trong lớp biên ∂T ∂T ∂T ∂T ∂T ∂T ∂T ∂T khí quyển [1]. 1: ==0 , 2: =>0 , 3: = 00, . ∂x ∂y 2.2.2. T−ơng tác động lực các lớp biên khi hệ số rối biến đổi. Trong điều kiện hệ số rối biến đổi theo độ cao và độ sâu ta tiến hành xem xét tr−ờng hợp tổng quát sau đây, cho rằng hệ số rối tỷ lệ với kích th−ớc rối và năng l−ợng rối: Kv = l ε t , trong đó ε t năng l−ợng rối và l - kích th−ớc rối. Nh− vậy, h−ớng gió và vận tốc gió thu đ−ợc sẽ phụ thuộc vào số Rossby R0 : 22+ UVgg R0 = và tham số phân tầng S : fz0 35
36. βδθ S = . (2.10) f 22+ UVgg Hình 2.3. Phụ thuộc góc giữa các h−ớng gió mặt đất và địa chuyển vào số Ro theo Orlenco [1]: 1,2,3,4 - số liệu các tác giả khác nhau; 5 - số liệu thực nghiệm trên đất liền; 6 - trên mặt biển; các số - vận tốc gió địa chuyển, m/s Quy luật biến đổi của gió đ−ợc thể hiện trên hình 2.3 , phụ thuộc vào số Rossby (Ro). Có thể đ−a ra những đặc điểm khái quát của sự biến đổi đó nh− sau: - Khi vận tốc gió tăng và độ nhám z0 giảm, góc α giữa h−ớng gió địa chuyển và gió mặt đất giảm nh−ng vẫn lớn hơn 45°. - Trên biển, sự phụ thuộc h−ớng gió vào vận tốc gió mạnh hơn, nếu trên đất liền gió tăng thì góc α giảm, trên biển gió tăng thì α lại tăng, có lẽ vì khi vận tốc gió tăng thì độ nhám bề mặt z0 cũng tăng theo. Tại lớp d−ới của khí quyển, hệ số rối Kν tăng lên khi độ cao tăng do kích th−ớc rối l tăng, nh−ng bắt đầu từ một độ cao nào đấy Kν giảm do gradient vận tốc gió hay sự phân lớp của vận tốc giảm. ( Ta đã biết năng l−ợng rối phụ thuộc vào sự phân lớp của vận tốc gió). 36
37. Độ cao nơi có giá trị cực đại của hệ số rối Kν phụ thuộc vào vận tốc gió , vào độ ổn định của khí quyển và vào độ nhám của mặt trải theo quy luật: - gió tăng thì độ cao này tăng, - độ ổn định tăng thì độ cao này giảm, - z0 tăng thì độ cao tăng. 2.3. Sóng gió là kết quả t−ơng tác biển - khí quyển 2.3.1. Sự phát sinh và phát triển của sóng gió trên mặt biển. Trên mặt biển, do các nhiễu động của áp suất khí quyển và gió hình thành các dao động của mặt n−ớc đ−ợc gọi là sóng trên mặt biển. Sóng trên mặt biển (sóng mặt) có chu kỳ nhỏ hơn 10 -15 giây và b−ớc sóng từ vài chục đến vài trăm mét là sóng gió đ−ợc hình thành do tác động trực tiếp và tại chỗ của gió. Sóng gió hình thành ở khu vực khác và lan truyền đến vùng biển quan trắc đ−ợc gọi là sóng lừng. Sóng có chu kỳ lớn hơn có thể là sóng địa chấn, sóng triều, v.v đ−ợc gọi chung là sóng dài do có b−ớc sóng lớn. Sóng gió thông th−ờng lan truyền theo h−ớng gió thổi. Nguyên nhân chủ yếu hình thành loại sóng này là do tác động của ứng suất trên mặt biển. Những ứng suất này bao gồm ứng suất pháp tuyến hay áp suất theo h−ớng vuông góc mặt n−ớc và ứng suất tiếp tuyến liên quan tới lực kéo trên mặt n−ớc. Trong tr−ờng hợp gió thổi nhanh hơn sóng, Jeffreys đã đ−a ra các chỉ tiêu phát triển của sóng gió nh− sau: sρ'(U-c)2c > 4àg (2.11 ) U - vận tốc gió, c - vận tốc sóng, thông th−ờng vận tốc gió lớn hơn vận tốc sóng, à - hệ số nhớt động học, ρ'= (ρa/ρw), s - hệ số trở kháng dạng sóng, vế trái của (2.11) đạt giá trị cực đại khi U = 3c. Vận tốc gió nhỏ nhất có khả năng làm phát sinh sóng có thể xác định theo công thức sau: 13/ ⎛ àg⎞ U = 3 ⎜ ⎟ . min ⎝ sρ'⎠ -6 2 -1 -2 -3 3 1/3 Với à = 1,8 10 m s , g= 9,81 m .s , ρ'= 1,29 10 kg.m , ta có Umin = 0,73 s m/s, nếu s =0,27 thì Umin = 1,1 m/s. 37
38. Chỉ tiêu phát triển chung của sóng đ−ợc tính trên cơ sở cho rằng tổng các dòng năng l−ợng do ứng suất pháp tuyến và tiếp tuyến lớn hơn tản mát năng l−ợng do nhớt phân tử: 2Cu ρ' U2c+sρ'(U-c)2c > 4àg (2.12) Nh− vậy, sóng vẫn có thể phát triển ngay khi vận tốc sóng lớn hơn vận tốc gió. Bên cạnh lý thuyết ứng suất phát triển sóng ng−ời ta còn đ−a ra các lý thuyết khác nh− cộng h−ởng trong lớp biên sát mặt. 2.3.2. Dự báo sóng gió trên mặt biển. Do độ cao và tần số sóng trên mặt biển mang tính ngẫu nhiên, nên để tính toán và dự báo chúng cần thiết sử dụng công cụ phân tích thống kê, các giá trị cần tính bao gồm các đặc tr−ng sóng cơ bản và phổ sóng. Các đặc tr−ng thống kê cơ bản của sóng gồm có độ cao sóng cơ bản, độ cao trung bình và tần số sóng t−ơng ứng. Độ cao sóng cơ bản (hay sóng đặc tr−ng Hs là độ cao trung bình của 1/3 số độ cao sóng lớn nhất. Độ cao sóng trung bình H th−ờng lớn hơn độ cao sóng đặc tr−ng, và mối liên hệ giữa chúng nh− sau: Hs = 1,7 H Độ cao sóng phụ thuộc cơ bản vào vận tốc gió V và đà sóng X, tần số của sóng cũng phụ thuộc vào hai đặc tr−ng đó. Các hình 2.4a,b cho ta các toán đồ tính độ cao và chu kỳ sóng phụ thuộc vào vận tốc gió và đà sóng. Hình 2.4. Phụ thuộc độ cao sóng (Hmax(10m), a) và tần số sóng (TS, b) vào vận tốc gió, thời gian gió tác động và đà sóng, 1 - chu kỳ sóng chính, 2- thời gian tác động của sóng, vận tốc : hải lý/ giờ; đà sóng : hải lý. Trên cơ sở tính toán năng l−ợng của sóng , có thể xây dựng mối t−ơng quan giữa độ cao, chu kỳ sóng và năng l−ợng của nó: 38
39. Hs = k Ε , k = 2,83. ∞ 2 E = ∫[]Ad()ωω , trong đó ω =(2π/T) tần số sóng. 0 Biên độ sóng A đ−ợc xem bằng hai lần độ cao sóng. Bằng cách giải ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng sóng ng−ời ta thiết lập các mô hình dự báo sóng cho vùng n−ớc sâu và kết hợp tính toán khúc xạ, phản xạ sóng tính toán sóng vùng ven bờ và n−ớc nông. 2.3.3. Sóng đổ. Theo Stokes thì sóng bắt đầu đổ khi góc đỉnh sóng α (hình 2.5) nhỏ hơn 120°, hay t−ơng ứng độ nhọn (hay độ uốn) của sóng lớn hơn hoặc bằng 1/7 ( H/λ ≥ 1/7). Phân tích công thức tính toán vận tốc truyền sóng theo độ sâu và các đặc tr−ng khác của sóng có thể giải thích đ−ợc hiện t−ợng sóng đổ. Hình 2.5. Dạng sóng troxoide, α - góc đỉnh sóng. Từ công thức tính vận tốc truyền sóng c: gλ 2πD c2 = th s , với D là độ sâu, 2π λ s 2 khi Ds << λ thì c → gD s Nh− vậy, vận tốc sóng khi n−ớc nông chỉ phụ thuộc vào độ sâu và khi sóng đi vào vùng n−ớc nông vận tốc c sẽ giảm. Mỗi khi vận tốc c giảm thì b−ớc sóng λ cũng 39
40. giảm theo vì theo công thức tính b−ớc sóng λ = cT và nh− vậy H/λ cũng tăng lên dẫn tới việc sóng bị đổ. Tại các khu vực ngoài khơi, sóng bị đổ do nguyên nhân đỉnh sóng dịch chuyển nhanh hơn và v−ợt đáy sóng. 2.3.4. ảnh h−ởng của phân tầng khí quyển lên phát triển sóng. Tác động của phân tầng khí quyển lên phát triển sóng chủ yếu thông qua biến đổi vận tốc gió trên biển trong lớp khí quyển sát mặt. Trên bảng 2.1. đ−a ra tỷ lệ giữa vận tốc gió tại độ cao 10 mét và tại các tầng khác nhau phụ thuộc vào độ chênh lệch nhiệt độ n−ớc - không khí. Xét tr−ờng hợp vận tốc gió tại độ cao 2 m: khi độ phân tầng ổn định sẽ có giá trị lớn hơn khi độ phân tầng không ổn định tới hơn 30% so với cùng một giá trị vận tốc trên 10 mét. Trong các tính toán sóng, ng−ời ta th−ờng chỉ sử dụng vận tốc gió trên 10 m, điều đó làm xuất hiện một sai số đáng kể so với tính toán theo vận tốc gió tác động thực lên mặt biển. Để tính đến ảnh h−ởng này, ng−ời ta đã đ−a ra các mức hiệu chỉnh sóng theo chênh lệch nhiệt độ n−ớc - không khí. Bảng 2.1. Phụ thuộc giữa vận tốc gió tại các độ cao và độ ổn định của khí quyển Trạng Tầng đo (m) thái ∆T khí °C 1 2 4 6 8 10 20 30 quyển ổn định =0 1,21 1,13 1,08 1,04 1,01 1,0 không 0,95 0,93 ô.đ. 2.4. Dòng chảy trên biển 2.4.1. Nguồn gốc của dòng chảy trôi (gió) 40
41. Dòng chảy trôi hình thành do tác động của gió trên mặt biển thông qua quá trình truyền năng l−ợng gió cho n−ớc biển d−ới các hình thức sau: - Năng l−ợng và ứng suất của sóng trên mặt biển tạo nên dòng chảy. Từ sóng ngắn chuyển sang sóng dài, chuyển động ngang đ−ợc lấy từ thành phần của vận tốc quỹ đạo (hình 2.6). - Nguyên nhân chính của dòng chảy là do ứng suất tiếp tuyến: 2 τ = ρCuv Hình 2.6. Quỹ đạo liên tục của các hạt n−ớc trong sóng trọng tr−ờng trên mặt biển. 2.4.2. Lý thuyết Ecman của dòng chảy gió Ecman cho rằng ma sát của gió trên mặt biển là lực duy nhất tạo nên dòng chảy và ma sát giữa các lớp n−ớc là nguyên nhân chính dẫn đến việc các lớp n−ớc d−ới chuyển động theo. Từ ph−ơng trình chuyển động rối giả thiết giải cho tr−ờng hợp biển đồng nhất sâu vô hạn và không giới hạn theo ph−ơng nằm ngang, gió và ứng suất gió ổn định hoàn toàn. Chọn trục y theo h−ớng ứng suất gió. Từ hệ ph−ơng trình : ∂ ∂V 1 ∂P Kv − f .U = ∂z ∂z ρ ∂y (2.13) ∂ ∂U 1 ∂P Kv + f .V = ∂z ∂z ρ ∂x 41
42. Ta có lời giải : π z π z U =Uo.exp(− )cos(450 − ) D D f f (2.14) π z π z V =Uo.exp(− )sin(450 − ) D f D f trong đó Uo tốc độ dòng chảy trên mặt. Có thể xác định Uo theo ứng suất gió : τ U o = ρ v 2.Kv.Ω.sinϕ Df : độ sâu mà từ đó ảnh h−ởng của dòng chảy mặt đ−ợc xem nh− không đáng kể, đại l−ợng này có thể xác định theo công thức: π 2 K D 2 = v f Ω.sinϕ Hình 2.7. Biến thiên dòng chảy trôi theo độ sâu. Tại độ sâu z = Df : −π U U =U .e ≈ o o 23 42
43. Df đ−ợc gọi là độ sâu ma sát. Dòng chảy thu đ−ợc trên mặt biển huớng một góc 45o so với h−ớng gió và quay về bên phải theo sự gia tăng của độ sâu tạo nên đ−ờng xoắn ốc Ecman của các vị trí đầu tốc (hình 2.7). H−ớng của véc tơ dòng n−ớc vận chuyển tổng cộng tạo một góc 900 so với h−ớng gió. Đối với vùng biển nông thì góc giữa h−ớng gió và dòng chảy mặt nhỏ hơn 45o ., với độ sâu biển z = d thì góc đó đ−ợc xác định theo công thức sau: 2πd 2πd Sh − Sin D D tangΨ = ff (2.15) 22ππd d Sh + Sin D ffD o Nếu d/Df Df thì ψ o ít lệch khỏi 45 vì sh(2πd/Df) tăng nhanh trong khi sin(d/Df) < 1 (hình 2.8). Hình 2.8.Cấu trúc thẳng đứng của dòng chảy trôi trong biển sâu hữu hạn - hình chiếu các véc tơ dòng chảy trên mặt ngang (theo Ecman). Các đ−ờng d=2,5Df và d=1,25Df trùng nhau, ngoại trừ phần ngắt quãng ở các lớp trên. 43
44. Đối với dòng chảy trong lớp đáy thì vận tốc giảm theo hàm số mũ e của độ sâu và dòng chảy toàn phần quay dần về bên trái. Lý thuyết Ecman cũng giải thích đ−ợc hiện t−ợng chuyển h−ớng gió trong lớp biên khí quyển. 2.4.3. N−ớc trồi - ứng dụng lý thuyết Ecman Do dòng chảy lệch khỏi h−ớng gió ( bắc bán cầu về bên phải và nam bán cầu về bên trái) nên dòng chảy h−ớng dọc bờ dẫn tới hiện t−ợng n−ớc rút từ bờ và n−ớc tầng sâu dâng lên trên mặt biển làm cho nhiệt độ n−ớc tại khu vực này giảm, tốc độ thẳng đứng ở đây ~ 10-4 cm/s Sự phát triển mạnh mẽ của sinh vật do hiện t−ợng giàu các chất dinh d−ỡng đ−ợc mang từ các tầng n−ớc sâu lên mặt biển có ý nghĩa lớn cho công nghiệp đánh cá tại các vùng có hoạt động n−ớc trồi. Trên thế giới các vùng ven bờ Pê ru , Ghi nê là những thí dụ đặc tr−ng, ở Việt nam, vùng n−ớc trồi Ninh thuận-Bình Thuận cũng tạo ra vùng có năng suất cá và các hải sản cao. Khi hiện t−ợng n−ớc trồi giảm c−ờng độ thì nhiệt độ tăng có thể làm cho cá chết, điều này th−ờng xẩy ra ở vùng biển Pê ru trong các tháng cuối năm và hiện t−ợng này ngày nay đ−ợc gọi theo cái tên El - Nino. 2.4.4. N−ớc dâng bão Khi trên mặt biển có xoáy thuận thì áp suất khí quyển giảm dẫn tới việc nâng cao mực n−ớc. Khi xoáy thuận đi qua, áp suất khí quyển trên mặt biển tăng lên và mực n−ớc tụt xuống. Nh− vậy, khi xoáy thuận đi qua trên biển th−ờng dẫn theo quá trình nâng và hạ mực n−ớc biển. Theo quy luật tĩnh học, sự biến đổi áp suất khí quyển khoảng 1mb làm thay đổi 1 cm mực n−ớc. Quy luật biến đổi này có thể viết trong dạng : ∆H = K( Pa - Pa), trong đó Pa : áp suất trung bình của khí quyển , k = 1/ρwg. Trong nhiều tr−ờng hợp nếu sự biến đổi áp suất không lớn thì mực n−ớc dâng lên chủ yếu do gió. Gió làm cho n−ớc mặt chuyển động theo h−ớng gió và khi gặp bờ thì có thể bị nâng lên hoặc hạ xuống phụ thuộc vào góc giữa gió và đ−ờng bờ. Nh− vậy sự dâng rút mực n−ớc liên quan tới hai thành phần: do ứng suất tiếp tuyến của gió và do áp suất. Tại các vùng n−ớc nông ven bờ, gió đóng vai trò quan trọng hơn cả trong sự biến đổi của mực n−ớc. 44
45. 2.5. ảnh h−ởng của khí quyển lên chế độ nhiệt n−ớc mặt biển. Nh− đã trình bày ở trên, cấu trúc nhiệt thẳng đứng bao gồm 3 lớp cơ bản (hình 2.9), trong đó lớp hoạt động chịu tác động mạnh mẽ của các tác động khí quyển. Nhiệt độ n−ớc đ−ợc tính theo ph−ơng trình dẫn nhiệt với điều kiện biên trên mặt thể hiện bằng ph−ơng trình cân bằng nhiệt. Tuy nhiên do ảnh h−ởng của sự không đồng nhất theo không gian cùng với độ chính xác thấp của các phép tính toán động lực trong lớp hoạt động trên của biển nên việc tính toán nhiệt độ n−ớc th−ờng không thoả mãn yêu cầu. Có thể sử dụng ph−ơng trình truyền nhiệt trong dạng tổng quát để đánh giá mức độ ảnh h−ởng của các yếu tố khí quyển lên nhiệt độ n−ớc biển. Hình 2.9.Phân bố đặc tr−ng của nhiệt độ n−ớc biển theo độ sâu độ sâu: mét; nhiệt độ : °C. Từ ph−ơng trình : 2 ∂ρθ()∂ρθ (Vi ) ∂θ I t +−=κρt 2 (2.16) ∂t ∂xi ∂x i C p 45
46. dQp dB Trong đó I =−+D - tổng nhiệt l−ợng biển đổi do chuyển đổi pha, t dt dz cân bằng bức xạ và tản mát năng l−ợng. Lấy tích phân từ 0 đến độ sâu h ta có : h ∂θ ⎡ ,, ∂θ⎤ ρC p dz=++ B0 H LE −ρθθκ Cpi w + w − − ∫ ∂t ⎣⎢ ∂z ⎦⎥ 0 h (2.17) h −∇+ρθθCVVdz2 (),, ∫ pn 0 2 Trong đó ∇n thành phần theo ph−ơng ngang của toán tử Laplace. Ba thành phần đầu vế phải cho ta phần nhiệt bức xạ tia, trao đổi nhiệt rối và nhiệt hoá hơi. Thành phần tiếp theo cho ta thấy phần nhiệt trao đổi giữa tầng h và tầng n−ớc d−ới cho kết quả dòng thẳng đứng, dòng nhiệt rối và nhiệt phân tử, thành phần cuối : trao đổi nhiệt ngang (bình l−u) do dòng chảy và trao đổi rối. Trong bảng 2.1. d−ới đây đ−a ra một số giá trị trung bình các thành phần cân bằng nhiệt ở một số đới vĩ tuyến cho thấy vai trò khác nhau của các thành phần (kj/cm2năm) Bảng 2.1. Các thành phần cán cân nhiệt trên các đới vĩ tuyến 0 ϕ N 40-30 30-20 20-10 10-0 Tổng B0 347 474 448 481 343 LE -360 -440 -414 -334 -310 H -54 -38 -25 -17 -33 Fb 67 4 -59 -130 0 Dễ dàng thấy vai trò bức xạ tia đảm nhận nguồn nhiệt chủ yếu tại vùng xích đạo và nhiệt đới, ở vùng vĩ độ cao hơn nguồn nhiệt bổ sung sẽ là dòng nhiệt bình l−u. Trong toàn năm, dòng nhiệt rối h−ớng từ đại d−ơng vào khí quyển nh−ng mùa hè có thể có h−ớng ng−ợc lại khi các khối khí nóng từ lục địa đi ra biển. Dòng nhiệt bức xạ chỉ hấp thụ trong một lớp n−ớc mỏng chủ yếu trong độ dày khoảng 1 mét, sự gia tăng của gradien nhiệt độ sẽ làm tăng dòng nhiệt rối dẫn tới giảm chênh lệch nhiệt trong toàn lớp n−ớc. 46
47. Khác với lớp không khí, trong lớp n−ớc bề mặt không có tính bất biến của dòng nhiệt theo độ sâu. Dòng nhiệt tổng cộng có cực đại ở 1,2 mét từ mặt. Quá trình đối l−u tạo nên sự phân bố lại dòng nhiệt trong toàn lớp n−ớc đến độ sâu 16 - 18 mét trong một ngày đêm. ảnh h−ởng của dòng nhiệt hiện th−ờng không lớn vì không khí có nhiệt dung bé nên nên lớp không khí sát mặt biển có nhiệt độ gần với nhiệt độ n−ớc biển. Dòng nhiệt ẩn do bốc hơi có một vai trò đáng kể đối với nhiệt độ n−ớc, so với ảnh h−ởng của dòng bức xạ thì bốc hơi không gây ra biến trình ngày đêm lớn và có khả năng làm giảm biên độ ngày đêm vì ban ngày n−ớc bốc hơi làm nhiệt độ giảm mạnh. Gió gây tác động đến nhiệt độ thông qua xáo trộn động lực, xáo trộn đối l−u do gia tăng bốc hơi và dòng nhiệt hiện. Theo đánh giá của Levastu và Hale ở vùng nhiệt đới khi gió mùa cấp 0-2, vào mùa hè, biên độ ngày có thể đạt tới 1.50C. Vào mùa đông, biên độ có thể nhỏ hơn một ít nh−ng cũng còn đáng kể. Bão nhiệt đới tạo ra các dị th−ờng nhiệt trên mặt biển. Gần tâm bão, ứng suất gió tạo ra phân kỳ dòng chảy mặt và gây nên hiện t−ợng n−ớc tầng sâu xâm nhập lên tầng trên t−ơng tự n−ớc trồi (upwelling) ven bờ. Bão đi qua sẽ gây nên một vệt n−ớc lạnh trên mặt. Theo kết quả khảo sát của nhiều tác giả thì bão lớn có thể tạo dòng n−ớc trồi từ độ sâu 60 mét trong vùng bán kính 60 km từ tâm bão và nhiệt độ n−ớc bề mặt có thể giảm xuống tới 50C (hình 2.10). Ngoài phạm vi 100 km sẽ có hội tụ n−ớc và gây ra hiện t−ợng n−ớc chìm (downwelling) có thể đạt tới độ sâu 80 - 100 mét. Giữa vùng upwelling và downwelling là vùng có xáo trộn mạnh nên nhiệt độ n−ớc biển cũng bị giảm một cách đáng kể. Dị th−ờng nhiệt độ n−ớc mặt biển hình thành do tác động của bão có thể đ−ợc duy trì trong một vài tuần lễ. Theo cơ chế vật lý của quá trình cung cấp nhiệt l−ợng từ mặt biển, có thể hình dung tới việc giảm c−ờng độ của các cơn bão tiếp theo đi qua khu vực này do sự giảm trữ l−ợng nhiệt biển, tuy nhiên điều này còn phụ thuộc vào điều kiện khí quyển ở phía trên tâm bão (khí quyển tầng giữa), tác nhân chủ yếu làm giảm ảnh h−ởng của sự giảm nhiệt biển lên bão. Theo Ramage thì trên khu vực các rãnh áp thấp cận xích đạo (nơi có khả năng hình thành bão) ít khi quan sát thấy bão xuất hiện ở các vùng n−ớc bị làm lạnh do bão đi qua. 47
48. Hình 2.10.Phản ứng của đại d−ơng khi bão đi qua theo Ramage [2] , a-e- biến đổi cấu trúc lớp mặt khi xáo trộn gió-đối l−u; 1-nêm nhiệt thứ cấp; 2- nêm nhiệt mùa. 2.6. Các xoáy Langmur-Kết quả t−ơng tác nhiệt động học giữa biển và khí quyển Các quan trắc trên biển cho thấy trên lớp mặt tồn tại một dạng hoàn l−u theo hình xoắn ốc, ng−ời ta gọi nó là xoáy Langmur theo tên ng−ời đã khám phá ra nó. Đặc điểm cơ bản của khí quyển nhiệt đới là sự phát triển và tồn tại th−ờng xuyên của mây tích và tín phong với sự sắp xếp mây thành các dãy mây theo h−ớng gió tới hàng trăm km. Một trong những nguyên nhân của các hiện t−ợng trên đ−ợc lý giải bởi hiệu ứng đối l−u do Bokard đ−a ra. Theo ông thì khi một lớp chất lỏng bị đốt nóng đều từ phía d−ới và đạt một giá trị gradient nhiệt độ tới hạn sẽ tạo ra hiện t−ợng đối l−u theo các nhóm phần tử với chuyển động đi lên giữa trọng tâm và đi xuống ở phía bên ngoài. Chuyển động ngang đ−ợc đi từ tâm ra ngoài. Khi tồn tại chuyển động bên ngoài theo h−ớng ngang các xoáy đối l−u sẽ tập hợp lại hình thành nên các vệt dọc theo chiều chuyển động. Theo các số liệu quan trắc mây từ vệ tinh có thể có thể nhận thấy trong khí quyển tồn tại các ổ xoáy đối l−u với hai cấu trúc khác nhau. Ng−ời ta cũng đ−a ra hai dạng ổ xoáy đối l−u : dạng mở và dạng kín. 48
49. Trong dạng mở, ta quan trắc thấy một khu vực hình đa giác bị bao quanh bởi mây, còn trong dạng kín lại thấy tồn tại một vùng đầy mây hình đa giác lớn với khu vực xung quanh là miền quang mây. Có thể biểu diễn mặt cắt qua các ổ xoáy đối xứng thông qua hình 2.11, trong đó có điều kiện đốt nóng bề mặt khác nhau. Có thể thấy một số đặc điểm sau của các ổ xoáy cỡ trung bình: (i)-Các xoáy hình thành trong vùng mây tích và khi bề mặt bị đốt nóng, đ−ờng kính xoáy trung tâm vào khoảng 50 km và tỷ lệ đ−ờng kính với độ cao khoảng 10:1 đến 100:1 (ii)-Khi đốt nóng mạnh sẽ hình thành dạng xoáy mở còn khi đốt nóng nhẹ sẽ hình thành xoáy kín. Các xoáy cỡ trung bình đóng một vai trò quan trọng trong t−ơng tác biển - khí quyển và chúng gây ảnh h−ởng tới hệ số trao đổi rối. Một trong các điều kiện làm xuất hiện ổ xoáy đối l−u là việc đốt nóng đều bề mặt và không có gradient vận tốc theo ph−ơng thẳng đứng. Hình 2.11.Sơ đồ các ổ xoáy đối l−u quy mô vừa. Đ−ờng mảnh - chuyển động rối, đ−ờng đậm - chuyển động trung bình 49
50. Tại vùng nhiệt đới xích đạo, mây thấp hơn hình thành nên các nhóm lớn với các ổ cơ sở kích th−ớc khoảng 100 km, phía ngoài dải hội tụ nhiệt đới thì mây tập trung hình thành nên các hành lang và có dạng xoắn ốc tại các vùng xoáy thuận nhiệt đới (hình 2.12). Hiện t−ợng các ổ xoáy đối l−u t−ơng tự cũng tồn tại trên mặt biển và khi gió thay đổi hình thành nên các xoáy hình ống với kích th−ớc ngang từ 10 - 50 m và kéo dài hàng chục km (hình 2.13), tốc độ ngang có thể đạt tới 10 - 40 cm/s. Dòng chảy trên mặt Tập trung các chất trên mặt biển Hình 2.12. Sơ đồ hoàn l−u Langmur trong lớp mặt đại d−ơng. Hình 2.13. Sơ đồ các ống xoáy khí quyển 50
51. Theo số liệu quan trắc thì vận tốc gió tăng có thể làm tăng khoảng cách giữa các xoáy : L = 4.8V , V- vận tốc gió (m/s). Đây là cách lý giải giả thiết cho rằng các xoáy này có nguồn gốc động lực t−ơng tự xoáy lớp biên Ecman. Khi vận tốc tăng, số Re đạt đến giá trị tới hạn thì rối có dạng xoáy ngang với V∂ kích th−ớc lớn, với Recr = 1 > 200. (Kz.w.sinϕ) 2 Theo đó thì khoảng cách giữa các xoáy sẽ là: Kz 22D = , ωϕsin D : độ dày lớp Ecman. Tuy nhiên điều này không cho phép lý giải đ−ợc sự tồn tại của xoáy Langmur khi gió ít ổn định. Theo lý thuyết đối l−u thì điều kiện cần có đối l−u đó là số Relay: ∂T −gα h4 Ra = ∂z , Kz. Kt h: độ dày tầng đối l−u Xoáy Langmur có vai trò làm tăng c−ờng xáo trộn theo ph−ơng thẳng đứng trong các lớp biên. 2.7. Biến đổi nhiệt của lớp biên khí quyển tiếp giáp biển Trong khi nghiên cứu quá trình thích ứng lớp d−ới khí quyển với mặt trải ng−ời ta không chú ý tới các dòng thẳng đứng do vai trò không đáng kể của chúng so với trao đôỉ rối. Trong tr−ờng hợp này các ph−ơng trình biến đổi nhiệt độ có dạng: ∂ ' 2 ' T 1 = ∂ T 1 + Q, ' z ∞ K 1 2 h1 p p ∂t ∂ z ∂ ()+ ' T 1 = − Φa , 0 z ≤ ' κ T K T ∂z p h1 c1 ρ1 51
52. ∂ 2 T 2 = ∂ T 2 + , 0 ≤ ξ ≤ 0 2 ρ 2 2 ξ = T 0 h c 2 λ h0 Φ h ∂z ∂ ξ ∂ 2 T 2 = ∂ T 2 , ≤ ξ ≤ ∞ K 2 2 h0 ∂z ∂ ξ trong đó : K1 , K2 - hệ số dẫn nhiệt độ rối của không khí và n−ớc, λ 2 - hệ số truyền nhiệt rối của n−ớc, Q nguồn nhiệt trong không khí do bức xạ và bình l−u, Φa dòng nhiệt trao đổi giữa đại d−ơng và khí quyển. Các điều kiện biên để giải hệ các ph−ơng trình trên có thể viết nh− sau: ∂ T1 trên mặt biển z = ξ= 0 : +=B λ1 ∂z ΦT ' ' ' ∂ TT11∂ trên độ cao z = : = , = h1 T1 T1 ∂zz∂ Kết quả phân tích lời giải cho thấy với sự tăng của h0 thì nhiệt độ n−ớc T0 ít biến đổi theo thời gian, ngay khi h0 = 5 m thì T0 ít phụ thuộc hơn với nhiệt độ không khí vì vậy nhìn chung có thể xem nó không đổi. Có thể đ−a ra một số đặc điểm cơ bản của quá trình biển đổi thích ứng các lớp biên biển - khí quyển nh− sau: - do độ ẩm trên biển gần bão hoà nên mọi biến đổi biến đổi chủ yếu thông qua nhiệt độ T, - khi gió từ bờ ra biển, khí quyển gây tác động biến đổi lớp tựa đồng nhất trên của biển, -do độ nhám làm c−ờng độ rối gió biến đổi kéo theo biến đổi tới khoảng 10% vận tốc và 5% h−ớng gió. Biến đổi nhiệt độ không khí do qua trình trao đổi nhiệt với biển tại lớp khí quyển sát mặt trong tr−ờng hợp gió thổi từ đất ra biển có thể tính theo công thức sau, rút ra từ lời giải rút gọn: δ xz, ⎛ ⎞ T1( )1 n1 x =−1 Y⎜ ⎟ n α 3 U δ T 0 ⎝ ⎠ δ trong đó T 0 chênh lệch nhiệt độ giữa đất và biển 52
53. Hình 2.14.Mặt cắt thẳng đứng nhiệt độ không khí và n−ớc trên vùng bờ theo Bager [1]: 1 - nhiệt độ mặt trải; 2- các vị trí quan trắc nhiệt độ không khí ⎛ ⎞ ⎛ ⎞ α j 2 α j Yt⎜ ,exp⎟ =+terfct2 ⎜ +⎟ ⎜α i ⎟ ()ααααiiji⎜ ⎟ ⎝ t ⎠ ⎝ t ⎠ 2 ∞ erfc() x=−∫ exp()x2 dx π x K2 α 1 = , α 2 =−()η hK02/ , h0 ' α 3 =κ T / n K1 , α 4 =−(η hK01) / 2 + ' z κ TTκ K1 ' = ln , n= ⎢z= n1 ' n1 h1 K1 κ T 53
54. Biến đổi nhiệt độ đạt giá trị cực đại khi ở gần mặt phân cách với giá trị n1 nhỏ. Khi độ cao tăng thí biến đổi nhiệt độ δ T1( xz, ) sẽ giảm. Khi x/U nhỏ thì hàm y gần bằng 1 và tỷ số δ /δ cũng nhỏ bắt đầu từ độ cao z khoảng từ 10 T1()xz, T 0 đến 20 mét. Tuy nhiên tại lớp sát mặt, ngay khi ngay cả trong tr−ờng hợp rất gần bờ sự biến đổi vẫn còn đáng kể. Tại độ cao quan trắc chuẩn khí t−ợng lớp mặt, tỷ số δ /δ cũng vào khoảng 20% với dấu dao động về cả hai phía. T1()xz, T 0 Trên hình 2.14 đ−a ra thí dụ phân bố nhiệt độ lớp không khí trên mặt và nhiệt độ n−ớc mặt biển trên mặt cắt vuông góc bờ cho ta dẫn chứng về những điều trình bày trên về quy luật thích ứng các lớp biên biển - khí quyển. 2.8. Ph−ơng trình cân bằng nhiệt hệ thống đại d−ơng khí quyển Tính toán cân bằng nhiệt mặt biển và các t−ơng quan không gian thời gian có ý nghĩa quan trọng trong nghiên cứu các quá trình vật lý, xảy ra trong hệ thống đại d−ơng khí quyển Cán cân nhiệt trung bình năm đối với một cột thẳng đứng khí và n−ớc có dạng sau: =−++LE() P Rz QQvo va - phân kỳ dòng nhiệt ngang và thế năng trong khí quyển ( thế năng liên Qva quan đến độ nén của khí quyển trong khi chuyển hoá nhiệt ẩm và thế năng) - phân kỳ nhiệt ngang trong biển. Biến đổi năm của trữ l−ợng nhiệt đ−ợc Qvo xem là không đáng kể. Để tính Rz cần biết : hấp thụ nhiệt sóng ngắn trong khí quyển, l−ợng mây và khả năng phát xạ, hấp thụ. Những đánh giá mới đây dựa trên số liệu vệ tinh cho thấy giữa các vĩ tuyến 38° bắc và nam có cán cân d−ơng , còn các vùng khác có cán cân âm. 54
55. Do trên thực tế nhiệt độ không khí ở xích đạo không tăng dần và ở ở các vùng vĩ độ cao cũng không giảm nên trong biển và đại d−ơng nhất thiết tồn tại sự vận chuyển nhiệt hiện trong biển và nhiệt hiện + nhiệt ẩn trong khí quyển . Tính phân Rz theo vĩ tuyến cho ta tổng nhiệt vận chuyển qua vòng vĩ tuyến t−ơng ứng. Việc đánh giá dòng ẩm gặp khó khăn h−ơn do độ chính xác thấp của số liệu m−a bởi các nguyên nhân chủ yếu sau: + trạm quan trắc th−a thớt, + ảnh h−ởng địa hình lên phân bố l−ợng m−a rất lớn, + quan trắc viên không ổn định (chất l−ợng thấp) Có lẽ phải nhờ đến quan trắc mây từ vệ tinh để xác định chính xác hơn l−ợng ẩm trao đổi. Thành phần đ−ợc xác định từ ph−ơng trình cân bằng khi biết và E-P. Qva Rz Trên hình 2.15 đ−a ra các đ−ờng biến thiên các cán cân nhiệt chính theo vĩ độ. Dễ dàng thấy rõ tại mỗi bán cầu có 4 khu vực phân biệt theo tính chất nhiệt: (i) . Giữa 15° N và bắc vùng xích đạo có Rz > 0 và P > E , ng−ời ta gọi vùng này là bếp lò khí quyển. Năng l−ợng chủ yếu đ−ợc hình thành do giải phóng nhiệt ẩn trong các mây tích m−a vùng hội tụ nội nhiệt đới (chứ không phải do cán cân bức xạ d−ơng quyết định). Giá trị cực đại nguồn năng l−ợng quan trắc tại 10° vĩ độ bắc trùng với vị trí trung bình của dải hội tụ nhiệt đới. (ii). Vùng tín phong nằm ở rìa xích đạo của xoáy nghịch cận nhiệt đới với giá trị Rz > 0 nh−ng nhỏ hơn so với ở xích đạo, E > P, L(E-P) và Rz t−ơng đ−ơng nhau vì vậy và nhỏ. Tại vùng tín phong khí quyển tích giữ nhiệt ẩn và sau đó giải Qva Qvo phóng chúng ở xích đạo và nhiệt đới. (iii). Giữa vĩ tuyến 35 và 40 có dải cao áp, tất cả các thành phần cân bằng nhiệt đều nhỏ, nh−ng dòng đi về vĩ độ có giá trị lớn nhất. (iv). Tại khu vực ngoài vĩ tuyến 40 , tất cả cán cân có giá trị âm, năng l−ợng do hoàn l−u trong đại d−ơng và khí quyển mang tới. 55
56. Hình 2.15. Phụ thuộc các cán cân nhiệt theo vĩ độ 2.9. ảnh h−ởng của khí quyển lên cấu trúc lớp biên đại d−ơng và việc tham số hoá chúng Trong nhiều tr−ờng hợp ng−ời ta sử dụng ph−ơng trình trạng thái để kết nối hai ph−ơng trình truyền nhiệt và khuyếch tán muối đó là ph−ơng trình đối với độ nổi b ~ ' w' ρ : ρ = ρ0 -εT(T- T ) +εS(S- S ) o T =273°C, S =35 /oo Trong ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng rối, các thành phần đ−ợc biểu diễn thông qua các hệ số rối: 56
57. ⎡ 22⎤ ⎢⎛ ∂U ⎞ ⎛ ∂V ⎞ ⎥ g ∂ρ ∂ ⎛ ∂e⎞ KVe⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ −+KKρ ⎜ ⎟ = ⎢⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎥ ρ ∂zz∂ ⎝ ∂z⎠ ⎣⎢ ∂z ∂z ⎦⎥ e2 =−ε ce KV 1 2 trong đó mật độ năng l−ợng rối e = ' và ~,0 046 2 (vi) ce Trong vế trái thành phần đầu là nguồn năng l−ợng do phân lớp dòng chảy , thành phần hai do lực đẩy Acshimede và thành phần do khuyếch tán, vế phải là tản mán năng l−ợng. Thông th−ờng hệ số rối đ−ợc tính theo mật độ năng l−ợng e hoặc kích th−ớc xáo trộn l: KV ==le~ C1 he k Hình 2.16. Phân bố thẳng đứng vận tốc trung bình tản mát năng l−ợng rối theo Kitaigorotxki [1], 1- số liệu thực nghiệm; 2- tính toán lý thuyết Tản mát năng l−ợng cũng đ−ợc tính theo mật độ năng l−ợng e và hệ số rối: 32//32 3 ε ===e e k Ce h C2 h C2 3 4 C1 C1 h 57
58. Trong nghiên cứu rối biển trong lớp n−ớc trên mặt cần đ−a thêm phần năng l−ợng do sóng tạo nên. Trên cơ sở xem xét quy luật biến đổi tản mát năng l−ợng theo độ sâu (hình 2.16), có thể đ−a nhân tố sóng vào điều kiện biên khi giải ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng, ví dụ: ∂e p 3 ''==≈1 , ≈−4 ew kee∂z F αα1 v 1 10 p2 tại độ sâu: → 0 F e h Vai trò biến đổi của năng l−ợng rối cũng nh− hệ số rối K(z) có tác động trực ∂T tiếp tới phân bố nhiệt độ theo độ sâu, trong đó có lớp cực đại gradient . Do việc ∂z khó xác định hệ số trao đổi rối, ng−ời ta cần đến ph−ơng pháp tích phân ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng rối cho toàn lớp đồng nhất ho. Từ các ph−ơng trình chuyển động: ∂u ∂ ∂u =+fu ∂tz∂ k z ∂z ∂v ∂ ∂v =+fv ∂tz∂ k z ∂z nhân ph−ơng trình thứ nhất với u và ph−ơng trình thứ hai với v và lấy tích phân từ 0 đến ho cuả tổng ta có: 22 h0 ⎡ ⎤ ⎛ ∂u⎞ ⎛ ∂v⎞ 2 222 =+⎢ ⎥dz =+−− Jkvz∫ ⎢⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎥ uu0 *0 vv0 *0 uuhh * vv hh * 0 ⎝ ∂z⎠ ⎝ ∂z⎠ z ⎣⎢ ⎦⎥ Hai số hạng đầu cho ta dòng năng l−ợng trong lớp tựa đồng nhất, còn hai số hạng cuối trao đổi với tầng sâu. Vì vận tốc dòng chảy trên mặt tỷ lệ với vận tốc động lực u* , hệ số gió kg và tỷ lệ nghịch với cV , nh− vậy hai thành phần đầu có thể tính theo công thức k g ρ 3 J = 1 v v0 * cV T−ơng tự đối với lớp d−ới 58
59. 321 JCvwv=+hh vh hh2 với wh là vận tốc thẳng đứng của lớp tựa đồng nhất, Ch- hệ số ma sát. Năng l−ợng do sóng có thể viết: − 3 3 = 2 , với là hệ số tỷ lệ cần xác định. JCwwCv v∗ Cw Phần năng l−ợng do lực nổi Acshimede: g ⎡ ⎤ h0 ε T h0 =+−−2 ⎢ φφ φφ⎥ =+ J A ()()TTh00ε S SSh2 []GG02h 2 2 ⎣⎢C2 ⎦⎥ ρ2 Nếu tính đến ảnh h−ởng trực tiếp của wh ta có: ∆ ρ2 δGg= wh ρ2 do mật độ lớp d−ới lớn hơn lớp trên nên chúng làm giảm thế năng hay: ⎛ ∆ ⎞ h0 ρ2 =+−⎜ g ⎟ J Aoohh2 ⎜GG2 w ⎟ ⎝ ρ2 ⎠ Tản mát năng l−ợng rối sẽ là tổng của các cán cân năng l−ợng, hay: 32 + CbAC GG02 02 ε =+ + Cvd * 222vh h0 Số hạng sau cho thấy nó chỉ có ý nghiã khi G02 >0 hay có sự tăng mật độ trong lớp n−ớc mặt. Trong lúc này ph−ơng trình cân bằng năng l−ợng rối đối với tr−ờng hợp chuẩn dừng sẽ là: ⎛ 2 23⎞ ⎜e +−ξ ⎟ =+2C ⎝ Ci vwh ⎠ h v* ⎡ ⎛ ⎞ ⎤ 3 +−⎢ ⎜1 CCAA⎟ ++⎥ − 2 hG002GG 022h Cvhh ⎣⎢ ⎝ 22⎠ ⎦⎥ với 59
60. k g ρ1 Cw ξ =−1 ,C = +3 − ()CB 2 Cd Cv ρ2 Cv ∆ ρ2 Chi = g 0 là vận tốc sóng nội. ρ2 Việc tính toán h0 làm cho công việc tính T 0 và S 0 dễ dàng hơn khi tích phân 2 ph−ơng trình truyền nhiệt và khuyếch tán muối: ∂ φ φ I Tw0 +=hThT∆T −0 + ∂t h0 ChChCh2 ρ 0 2 ρρ020 2 2 2 ∂ φφ− Sw0 +=hShS∆S 0 ∂t 0 h ρ2 h0 Từ đây ta thấy vai trò của của lớp nhảy vọt và các thông l−ợng nhiệt muối trao đổi qua mặt biển trong quá trình hình thành và biến đổi của nhiệt độ và độ muối lớp n−ớc trên mặt. Trên hình 2.17 dẫn ra bức tranh mô tả các giai đoạn diến biến của lớp tựa đồng nhất trên của biển. Hình 2.17.Biến đổi cấu trúc nhiệt thẳng đứng lớp mặt đại d−ơng theo Kalatxki [1] 60
61. Trong bảng 2.2. dẫn ra kết quả tính toán các đặc tr−ng rối trong lớp biên. Các giá trị sử dụng để tính toán các đại l−ợng trong bảng 2.2. nh− sau: v* = 1,5 cm/s, -3 2 3 G02 = 2.10 cm /s N =1,4 10-2 s-1 f =10-4 s-1, C = 1,25, ξ = 0,7 , 1-CA = 0,7. Bảng 2.2. Các đặc tr−ng rối trong lớp biên trên của biển Thời gian Độ sâu Đặc tr−ng Công thức Giá trị đặc Công thức Giá trị rối tr−ng đặc tr−ng 0 0 1 40 s 2 1,5 m ho ~ t v* CN 2 N 2 18 1 h 10 m h ~ t 1/3 C o 3 v* 6C N 2 ξ N ξ 1 π 2 1 v* ⎛ 2N ⎞ 4 f 9 h ξ 17 m tăng độ sâu N ⎜ ⎟ 2 3 ⎝ f ⎠ do quán tính 2 ⎡ ⎤ 3 C v* N 3 ⎢ ⎥ 2C v* tăng độ sâu 2 N 10 ngày ⎢(1−CGA) 02 ⎥ đối l−u ⎣ ⎦ ()1− CGA 02 61
62. Ch−ơng 3 t−ơng tác Biển - khí quyển nhiệt đới 3.1. Bất ổn định đối l−u trong khí quyển nhiệt đới Quá trình phân bố lại nhiệt l−ợng trong đại d−ơng và khí quyển xảy ra một cách phức tạp, tuy nhiên mọi quá trính chính tập trung trong tầng đối l−u khí quyển và lớp hoạt động trên của đại d−ơng và biển. Trong khí quyển theo Ludlam tồn tại bốn dạng đối l−u cơ bản sau đây. (i). Đối l−u vi mô thể hiện qua đối l−u thẳng đứng ở biên d−ới tầng đối l−u khi các dòng nhiệt đ−ợc đ−a vào trong khí quyển. (ii). Đối l−u trong mây tích Cu đóng vai trò phân bố lại nhiệt trong toàn tầng đối l−u. (iii). Đối l−u vĩ mô theo bề dày khí quyển cũng nh− từ vĩ độ thấp đến vĩ độ cao, dạng đối l−u này chịu tác động mạnh của ảnh h−ởng lực quay quả đất (lực Koriolis). (iv). Đối l−u cỡ trung bình chủ yếu do hiệu ứng tà áp (barocline), hiện t−ợng này th−ờng liên quan tới các quá trình đối l−u vĩ mô không đồng nhất tại các vùng địa hình khác nhau. Hoàn l−u chung khí quyển có thể xem nh− tổng hợp của các quá trình đối l−u kể trên. Trên hình 3.1 thể hiện sơ đồ các dạng hoàn l−u khí quyển thông qua các dạng xoáy hoàn l−u khí quyển trên khu vực châu á. ở vùng vĩ độ thấp hoàn l−u chủ yếu theo xoáy xôlênoit Hadley. Gần xích đạo dòng nhiệt do đối l−u mang từ lớp d−ới đi lên tạo ra các mây tích m−a (Cumulus). Trên vùng cận nhiệt đới xung quanh vĩ tuyến 300 không khí toàn tầng đối l−u từ trên đi xuống d−ới ngoại trừ một lớp ma sát mặt có độ cao 1-2 km. Tín phong đóng vai trò tiếp nối trong lớp khí quyển gần mặt luôn có h−ớng từ hai phía đi về xích đạo tạo nên khu vực hội tụ nhiệt đơí (HTNĐ: Intertropical Convergence Zone - ICTZ) Hệ thống tr−ờng gió và áp toàn cầu luôn có xu h−ớng lệch về phía bán cầu mùa hạ (các hình 3.2a,b). Trong tháng giêng, vị trí của dải hội tụ nhiệt đới trên khu vực châu á nằm ở vị trí từ 50 S đến 150 S, gió đông bắc bao trùm toàn vùng Đông Nam á trong đó khó phân biệt giữa gió mùa đông bắc và tín phong bắc Thái bình d−ơng vì ranh giới giữa 62
63. hai dòng khí không có đ−ợc các đặc tính cụ thể của một front. Thông th−ờng rất khó phân biệt các nghịch nhiệt và ẩm giữa lớp khí ấm đại d−ơng nằm trên lớp khí lạnh và khô hơn nguồn gốc lục địa. Hình 3.1. Sơ đồ các ổ hoàn l−u chung khí quyển trên vùng đông – nam á [9] 63
64. Hình 3.2a Sơ đồ hoàn l−u khí quyển trên mặt đất trong mùa đông [6] : 1- vị trí trung bình của dải hội tụ nhiệt đới, 2- h−ớng gió th−ờng gặp, 3- h−ớng gió thịnh hành (>50%) Hình 3.2b Sơ đồ hoàn l−u khí quyển trên mặt đất trong mùa hè [6], chú thích nh− hình 3.2a 64
65. Mùa hè do tác động của gió mùa tây nam dải hội tụ vùng nam á và Đông Nam á xê dịch về phía bắc vĩ tuyến 200 N thậm chí 300 N trên đất liền. Đối với đối l−u trong mây tích, trên phần lớn các vùng biển và đại d−ơng khí quyển th−ờng có phân tầng không ổn định, việc trao đổi các thông l−ợng theo ph−ơng thẳng đứng xảy ra d−ới tác động của lực Acsimet và rối động lực. Khi chuyển động rối có vai trò lớn hơn lực Acsimet thì đối l−u mang tính c−ỡng bức, ng−ợc lại ta có đối l−u tự do. Độ cao có thể đạt đ−ợc của dòng đối l−u phụ thuộc vào phânbố thẳng đứng của nhiệt độ và độ ẩm. Tầng đối l−u càng lớn thì mây càng phát triển. Phân bố các mây tích m−a trong vùng nhiệt đới th−ờng tuân theo một số thứ tự nhất định: các đại lộ mây xuất phát từ nguồn nhiệt (v.d. bờ dốc phía nam của núi bị đốt nóng) trải theo h−ớng gió, các ổ xoáy quy mô trung bình dạng hở và dạng kín nh− đã trình bày ở trên theo cơ chế đối l−u Bernard. các phân bố thành các vệt hoặc hành lang mây chủ yếu do các ống xoáy Langmur tạo nên. Sự hình thành các tr−ờng mây tích m−a do quá trình đốt nóng bề mặt có đ−ờng kính ổ trung tâm vào khoảng 50 km và tỷ lệ giữa đ−ờng kính và độ cao từ 10:1 đến 100:1, riêng ổ trung tâm có tỷ lệ vào khoảng 30:1. Các mây tích m−a phẳng th−ờng có độ dày không lớn H < W, với W là độ rộng của chân mây, thông th−ờng W vào khoảng một, vài kilômét. Đối với mây trung bình thì độ dày và rộng của mây gần t−ơng đ−ơng nhau, khi mây càng lớn thì độ dày (cao) lớn hơn nhiều so với độ rộng. Trong tr−ờng hợp khối khí ẩm đi lên, quá trình ng−ng tụ hình thành nên mây tích. Mây phát triển cao khi lớp đối l−u bất ổn định có cùng độ lớn. Phần lớn mây tích m−a đạt tới độ cao của tầng nghịch nhiệt : khoảng 15 km tại vùng nhiệt đới. Trong một số tr−ờng hợp, quá trình phát triển lên cao có thể bị dừng lại ở lớp nghịch nhiệt thứ cấp nằm ở phần d−ới tầng đối l−u trên độ cao khoảng 2 - 3 km từ mặt đất, trong tr−ờng hợp này, đỉnh mây có dạng ôvan, khác với dạng hình nấm trong tr−ờng hợp đối l−u toàn tầng. Hiện t−ợng đối l−u trong mây tích m−a có thể kèm theo hiện t−ợng vòi rồng liên quan tới đối l−u mạnh ở lớp biên khí quyển trên biển. Vòi rồng th−ờng xuyên 65
66. chuyển động với tốc độ của đám mây phát sinh và liên kết với nó. Kích th−ớc của vòi rồng thông th−ờng không lớn; bán kính từ vài, ba mét đến vài ,ba trăm mét và độ cao khoảng vài, ba trăm mét. Bản chất của vòi rồng là một xoáy không khí mà sự ng−ng tụ hơi n−ớc trong nó đã làm cho chúng ta thấy đ−ợc dễ dàng trong dạng ống từ chân mây đến sát mặt đất - biển. Nguyên nhân làm hơi n−ớc ng−ng tụ là do áp suất không khí trong vòi rồng giảm mạnh bởi lực ly tâm của xoaý. Bản thân xoáy này theo một số tác giả, đ−ợc tạo nên từ cột không khí trong đám mây mẹ. Hình 3.3. Sơ đồ hoàn l−u chung khí quyển trên mặt cắt thẳng đứng vuông góc xích đạo [6] Một trong những đặc tr−ng của vùng biển nhiệt đới là việc hình thành các dạng mây tích tín phong trong đó động lực cơ bản lại là các quá trình đối l−u c−ỡng bức trong các vùng tín phong phát triển mạnh. Theo kết quả phân tích ảnh vệ tinh, dải tập trung mây th−ờng trùng với lớp nghịch nhiệt tín phong nằm ở độ cao 2-3 km. Lớp nghịch nhiệt chia tầng đối l−u ra hai phần : lớp xáo trộn d−ới và hoàn l−u Hadley trong tầng trên với dòng đi xuống trong lớp giữa của tầng đối l−u. Trên hình 3.3 đ−a ra sơ đồ hoàn l−u khí quyển trên mặt cắt thẳng đứng từ xích đạo đến cực phản ánh các ổ xoáy cơ bản theo h−ớng kinh tuyến (hoàn l−u kinh h−ớng). Bão nhiệt đới là một trong các nhiễu động đặc tr−ng của khí quyển nhiệt đới. Ngày nay, mọi ng−ời đều xác nhận điều kiện tối thiểu để một nhiễu động nhiệt đới 66
67. trở thành bão đó là mặt biển phải đủ nóng. Xem xét điều kiện phát triển của bất ổn định đối l−u của khí quyển nhiệt đới lên biển, Palmen đã chứng minh rằng bão nhiệt đới chỉ có thể xuất hiện trên những vùng biển mà nhiệt độ bề mặt cao hơn 260C. Theo đó bão không thể có ở vùng nam Đại tây d−ơng cũng nh− ở đông nam Thái bình d−ơng nơi mặt biển không đủ nóng. Tuy nhiên, khi bão đã xuất hiện thì nó có thể tồn tại trong một thời gian nhất định vì vậy vẫn có thể quan trắc đ−ợc bão trên các khu vực nhiệt độ thấp hơn giá trị tới hạn kể trên. Tồn tại một mối liên quan mật thiết giữa gió mùa và bão, điều này đ−ợc phát hiện thông qua phân tích ảnh vệ tinh. Thông qua các nhiễu động có khả năng tạo thành bão, có thể lấy các sóng đông làm ví dụ: nhiễu động gió và áp lan truyền về h−ớng tây xuất hiện kèm theo hoàn l−u gió mùa. Tuy nhiên ngày nay vẫn ch−a lý giải đ−ợc các điều kiện vật lý quyết định quá trình chuyển hoá các nhiễu động sang bão. Điều này có lẽ liên quan tới các quá trình t−ơng tác khí quyển - đại d−ơng, mây và hoàn l−u synop ở vùng nhiệt đới và có thể cả những dị th−ờng của đại d−ơng và khí quyển hình thành trong các thời gian tr−ớc đó. Trong bảng 3.1 đ−a ra số l−ợng các cơn bão hoạt động trên hai vùng biển phát sinh bão chính của đại d−ơng thế giới. Bảng 3.1. Số l−ợng trung bình các cơn bão trên khu vực tây Thái bình d−ơng- biển Đông (1) và tây Đại tây d−ơng (2) theo [6] Tháng I II III IV V VI VII VIII IX X XI XII Vùng 1 0.3 0.1 0.1 0.4 1.1 1.8 4.0 4.5 4.6 3.0 2.1 1.0 2 0 0 0 0 0 0.2 0.3 1.7 2.0 1.0 0.1 0 Phân tích số liệu trên cho thấy thời gian bão hoạt động chính (mùa bão) trùng với thời gian hoạt động của gió mùa mùa hạ bắc bán cầu. 3.2. hoạt động của gió mùa trong hệ thống biển và khí quyển nhiệt đới Theo khái niệm địa lý vùng nhiệt đới nằm giữa hai chí tuyến bắc và nam trong giới hạn 23027’ N và 23027’ S. Tuy nhiên dựa trên cơ sở phân tích các đặc điểm 67
68. phân bố và biến động của các yếu tố khí t−ợng hải d−ơng thì vùng biển nhiệt đới cần đ−ợc mở rộng hơn. Trong vùng từ 250 N đến 250 S diện tích mặt biển bao gồm 160 triệu km2 t−ơng đ−ơng 44% diện tích đại d−ơng thế giới. Nếu kể đến vùng giữa các vỹ tuyến 300 bắc và nam thì diện tích vùng biển nhiệt đới có thể lên đến 190 triệu km2 hay 53% diện tích đại d−ơng thế giới. Trong khu vực này diện tích mặt biển và đại d−ơng chiếm tới 74% và đất liền còn lại khoảng 26%. Đây là khu vực gặp nhau của các tín phong và gió mùa với dòng gió tây nhiệt đới. Dải áp thấp giữa hai bán cầu hay dải hội tụ nhiệt đới (HTNĐ) chính là khu vực phát sinh và phát triển của bão nhiệt đới. Theo Khrômốp thì gió mùa là " chế độ vĩ mô của các dòng khí quyển trên một phần lớn bề mặt trái đất với tần suất lặp lại cao của một h−ớng gió thịnh hành trong mùa hè cũng nh− mùa đông cùng sự thay đổi h−ớng ng−ợc chiều hoặc gần ng−ợc chiều nhau trong hai mùa". Vùng hoạt động của gió mùa phần lớn trùng với vùng sản xuất nông nghiệp chủ yếu trên thế giới. Trên hình 3.4 cho ta bản đồ phân bố các vùng hoạt động của gío mùa trên thế giới. Trong số những khu vực hoạt động khác nhau trên thế giới, gió mùa ấn Độ D−ơng và Đông Nam á là rộng lớn nhất kéo dài từ bờ tây châu Phi đến tây Thái Bình D−ơng và là một trong những nhiễu động lớn nhất của hoàn l−u chung khí quyển. Hình 3.4.Giới hạn các vùng hoạt động gió mùa theo Khromov [9] 68
69. 3.3. T−ơng tác nhiệt biển - khí quyển - lục địa : nguyên nhân hình thành và biến đổi của hoàn l−u khí quyển và đại d−ơng. Nguyên nhân chủ yếu hình thành hoàn l−u khí quyển và đại d−ơng là năng l−ợng của mặt trời cung cấp cho quả đất, nguồn năng l−ợng này phân bố không đồng đều trên các khu vực và đới địa lý khác nhau của quả đất. Sự biến đổi theo thời gian của các quá trình hấp thụ và trao đổi nguồn năng l−ợng này là nguyên nhân của các biến động và nhiễu động của hoàn l−u. Tuy nguyên nhân trực tiếp hình thành chuyển động gió và dòng chảy trong khí quyển và biển là chênh lệch áp suất thể hiện qua các gradient ngang, nh−ng nguồn gốc của chúng lại là chế độ nhiệt. Ng−ời ta sử dụng khái niệm "máy nhiệt" để mô tả, nghiên cứu và lý giải các dạng hoàn l−u quy mô khác nhau trong đó có quy luật hình thành và biến đổi của các nhiễu động hoàn l−u. Trong các máy nhiệt này các "bếp lò - nồi hơi" nằm tại các khu vực đốt nóng mạnh quanh năm của lớp mặt, trong đó có vùng biển nhiệt đới và các lục địa trong mùa hè. Các "buồng lạnh" t−ơng ứng sẽ là các vùng vĩ độ cao hay các lục địa trong mùa đông. Biến đổi chế độ nhiệt độ giữa xích đạo và cực có chu kỳ chung nửa năm. Sự khác biệt trong tính chất nhiệt của bề mặt biển và lục địa dẫn đến chênh lệch mật độ không khí giữa hai vùng và gây nên hiện t−ợng gió mùa trên quy mô lớn. Có một dạng hoàn l−u t−ơng tự nh−ng với quy mô nhỏ hơn mang tính khu vực đó là hiện t−ợng gió đất - gió biển. Lý thuyết của dạng hoàn l−u này có thể dựa trên ph−ơng trình tính hoàn l−u theo một đ−ờng khép kín l đối với vận tốc v: →→ C = ∫vl.d l ⎛ → ⎞ dC ⎜ d →⎟ và đối với gia tốc: = v .d dt ∫ ⎜ dt l⎟ l ⎝ ⎠ 69
70. → d Trong tr−ờng hợp tổng quát, khi tính đến hiệu ứng tà áp, đại l−ợng v ≠ 0 có dt thể biểu thị thông qua ph−ơng trình sau, cho rằng ứng suất τ tỷ lệ thuận với vận tốc: → → τ =−α v , nh− vậy: → d 1 → ⎛ → →⎞ v =− ∇P −α −2⎜ , ⎟ dt ρ vv⎝ω ⎠ hay: dC ∇P →→→→ =−∫∫∫.,''ddlvl−−α . 2 ω vdl dt llρ trong đó v’ và l’ là hình chiếu của v và l lên mặt phẳng xích đạo. Hinh 3.5. Sơ đồ tế bào hoàn l−u, AD và BC: đ−ờng đẳng áp [2] Xét tr−ờng hợp hoàn l−u theo vòng kín ABCD trên hai mặt đẳng áp P1 và P2 cắt hai đ−ờng song song CD và AB (hình 3.5). Thành phần tà áp trong công thức trên đ−ợc biểu thị qua số hạng đầu: 70
71. dG B dPC dPD dPA dP 1 =−∫∫∫∫ − − − dt A ρρρρB C D Vì sự biến đổi áp suất trên các mặt đẳng áp bằng 0 nên chỉ còn lại hai thành phần thứ nhất và thứ ba. Mặt khác do dP =-ρgdz, ta có: dG B D 1 =+∫∫gdz gdz dt A C Sử dụng khái niệm độ cao thế vị H = gz/g1,,ta có : dG1 =−−−gH1 ()()BA H H CD H dt [] Nh− vậy sự khác nhau của mật độ tạo nên khoảng cách khác nhau giữa các mặt đẳng áp từ đó dẫn tới sự biến đổi của hoàn l−u. Trên hình 3.6 thể hiện sơ đồ các vòng xoáy hoàn l−u trên khu vực ven bờ khi mặt đất bị đốt nóng và biển lạnh, ta thấy rằng gió lớp sát mặt và dòng chảy mặt có h−ớng ng−ợc nhau. Hình 3.6. Sơ đồ hoàn l−u tà áp (barocline) tr−ờng hợp đất ấm hơn đại d−ơng [2]: T – ấm, X – lạnh. 71
72. Tác động của lực Coriolis làm cho hoàn l−u bị lệch khỏi đ−ờng pháp tuyến so với đ−ờng bờ - giới hạn giữa hai vùng nóng lạnh. Nh− đã xét ở các phần trên, hoàn l−u chung của khí quyển có nguồn gốc nhiệt và động lực bao gồm các chuyển động đối l−u trong dạng các ổ xoáy quy mô khác nhau, có thể phân chia chúng thành hai loại: hoàn l−u kinh h−ớng và vĩ h−ớng. Hoàn l−u kinh h−ớng bao gồm hoàn l−u xolênoit Hadley nằm hai phía xích đạo với dòng nhiệt đi lên nhờ đối l−u trong mây tích tại khu vực hoạt động của dải hội tụ nhiệt đới và đi xuống tại khu vực vĩ tuyến 30°N(S). Hoàn l−u này liên kết với tín phong NE ở bắc bán cầu và SE ở nam bán cầu tại phần d−ới của tầng đối l−u và gặp nhau tại dải hội tụ nhiệt đới. Vị trí của dải hội tụ nhiệt đới biến đổi t−ơng đối mạnh do qúa trình t−ơng tác biển - lục địa và hoạt động của gió mùa. Tại vùng biển tây Thái bình d−ơng và ấn độ d−ơng dải HTNĐ nằm tại vị trí bắc 20°S trong tháng 1, còn phía đông Thái bình d−ơng lại nằm gần xích đạo (hình 3.2a). Mùa hè, tại khu vực tây Thái bình d−ơng và ấn độ d−ơng dải HTNĐ v−ơn lên phía bắc và nằm trên s−ờn đông nam lục địa châu á kéo dài tới đông - bắc Trung Quốc (hình 3.2b). Dải hội tụ nhiệt đới đóng một vai trò quan trọng trong biến động hoàn l−u gió mùa, vì nó là giới hạn phân cách giữa hai bán cầu nhiệt của quả đất. Trong giới hạn của khu vực này th−ờng xuyên có dòng gió đông nhiệt đới. Về hai phía bắc (đối với bán cầu bắc) và nam (đối với bán cầu nam) hoàn l−u Hadley là hoàn l−u Ferrel với dòng đi lên tại khu vực 60°N(S) và đi xuống ở phía ngoài vĩ tuyến 30°, trên khu vực phân cách giữa hai hoàn l−u này là các luồng gió tây cận nhiệt đới. Trên dải phân cách giữa các hoàn l−u Ferrel và các xoáy vùng cực tồn tại một dòng gió tây, thể hiện rõ nét nhất bằng vòng áp thấp ven châu Nam cực kéo theo việc hình thành dòng chảy đi về phía đông bao quanh lục địa băng giá này. Bên cạnh các hoàn l−u dọc kinh tuyến kéo theo các dòng gió đông và gió tây cơ bản kể trên, việc lục địa và biển xen kẽ nhau theo vĩ tuyến cũng đã hình thành các trung tâm nhiệt và lạnh khác nhau trên cùng một đới vĩ tuyến và hình thành này các ổ xoáy quy mô khác nhau theo mặt cắt vĩ tuyến. Tại vùng xích đạo có dạng hoàn l−u đặc tr−ng với tên là hoàn l−u Walker (hình 3.7). 72
73. Hình 3.7. Hoàn l−u Walker với m−a nhiều ở Brasilia, châu Phi xích đạo và Indonesia (a) và dị th−ờng nhiệt độ n−ớc mặt biển ở xích đạo (b) theo Wyrtki [2]. Nguyên nhân hình thành và cơ chế hoạt động của hoàn l−u Walker liên quan mật thiết tới hiện t−ợng El-Nino và Dao động Nam (ENSO). Một đặc điểm cơ bản của dao động Nam là hiện t−ợng biến đổi áp suất ng−ợc chiều nhau tại vùng biển Nam Thái bình d−ơng và ấn độ d−ơng: áp suất cao ở Thái bình d−ơng thì áp suất thấp trên ấn độ d−ơng từ châu Phi đến Australia. Trên phạm vi từng đại d−ơng có sự dao động hiệu nhiệt độ n−ớc tầng mặt giữa hai bờ đông và tây. Tại bờ đông Thái bình d−ơng (gần Pêru) cũng nh− bờ tây ấn độ d−ơng (Somalie, Mosambich) do tác động của gió tạo nên các vùng hoạt động mạnh mẽ của n−ớc trồi, n−ớc từ các tầng sâu đi lên mặt biển làm hình thành một vùng rộng lớn dị th−ờng âm của nhiệt độ n−ớc bề mặt. Trong kho đó tại vùng đảo và bán đảo Malaisia- Indonesia lại là vùng bị đốt nóng mạnh làm cho nhiệt độ n−ớc cao hơn hẳn so với các vùng đối diện của hai đại d−ơng, đây là một bếp lò khổng lồ tạo nên dòng đi lên với các mây tích Cumulus khổng lồ. Trên vùng biển Đại tây d−ơng cũng tồn tại hiện t−ợng t−ơng tự, phía bờ đông n−ớc lạnh do n−ớc trồi Mauritanie- Giné và n−ớc ấm tạ bờ tây với khu vực biển Caribê. Nh− vậy hình thành một khu vực nhiệt ẩm đi lên tại bờ tây Đại Tây D−ơng và một khu vực dòng đi lên tại lục địa châu Phi bị đốt nóng. Những khu vực dòng đi xuống bao gồm các khu vực n−ớc trồi đông Thái Bình D−ơng, Somalie và Mauritanie. Sự liên kết giữa các trung tâm kể trên hình thành nên các xoáy Walker trên Thái Bình D−ơng , ấn Độ D−ơng, Châu Phi và Đại Tây D−ơng . Các ổ xoáy này cũng quyết định cho h−ớng các dòng khí trên các vùng và trên các tầng khác nhau. 73
74. Trên hình 3.8. đ−a ra sơ đồ các ổ hoàn l−u kinh h−ớng và vĩ h−ớng trên khu vực đông nam á trong mùa đông cho thấy phạm vi hoạt động của các ổ đối l−u và ảnh h−ởng của nó đến các hiện t−ợng khí hậu, thời tiết khu vực. Hình 3.8. Các xoáy hoàn l−u vĩ mô mùa lạnh tại khu vực đông - nam á [9]. 1- xoáy Hadley kinh tuyến; 2- xoáy Walker , vùng đánh dấu - Cao nguyên Tây tạng Những kết quả quan trắc cao không dọc theo khu vực xích đạo - nhiệt đới trong các ch−ơng trình nghiên cứu quốc tế cho thấy sự tồn tại và biến động của các ổ xoáy nêu trên cũng nh− c−ờng độ của chúng phụ thuộc mạnh mẽ vào chu kỳ hoạt động của hiện t−ợng El-Nino và Dao động nam. 3.4. Các chu kỳ dao động trong hệ thống khí quyển - đại d−ơng. 3.4.1. Phản ứng của đại d−ơng lên các tác động của khí quyển và dao động với chu kỳ nhỏ hơn 1 năm. Dựa vào phổ năng l−ợng các đặc tr−ng khí t−ợng, hải văn (hình 3.9 ) ta thấy rõ các chu kỳ dao động nhỏ hơn một năm có vai trò rất đáng kể. 74
75. Sự chuyển đổi mùa do hiệu ứng nhiệt áp làm biến đổi hệ thống gió kéo theo biến đổi h−ớng dòng chảy trên biển và đại d−ơng, trong đó các hoàn l−u ven bờ chịu tác động mạnh mẽ liên quan tới hoạt động của n−ớc trồi. Dòng chảy mạnh với vận tốc đạt tới giá trị 2-3 m/s, song song bờ Somalie và h−ớng về phía đông bắc trong mùa gió SW tạo nên hiện t−ợng n−ớc trồi mạnh. Chu kỳ biến đổi của hiện t−ợng này còn phụ thuộc vào hiệu ứng c−ờng hoá các dòng chảy bờ tây đại d−ơng. Ta có thể quan trắc đ−ợc hiện t−ợng t−ơng tự tại vùng biển nam Trung bộ tuy phạm vy và c−ờng độ hoạt động cũng nh− mức độ ảnh h−ởng nhỏ hơn. Việc tồn tại một lớp hoạt động trên mặt biển và đại d−ơng với độ dày hàng trăm mét, kèm theo giá trị lớn của nhiệt dung n−ớc đã gây nên hiện t−ợng chậm pha trong biến đổi nhiệt biển so với bức xạ mặt trời. Nh− vậy trong khí quyến và đại d−ơng đồng thời tồn tại các chu kỳ dao động khác nhau. Sự xuất hiện các chu kỳ đó làm nẩy sinh các dao động chu kỳ phức tạp trong đó các chu kỳ 1 năm, nửa năm và 1/3 năm là đáng kể nhất. Hình 3.9. Phổ nhiệt độ n−ớc mặt biển trạm Hòn Dấu [5] Bên cạnh các hiệu ứng nhiệt - áp, vai trò của độ ẩm cũng rất quan trọng. Độ ẩm , một mặt, gây ảnh h−ởng chủ yếu thông qua biến đổi năng l−ợng tia: nó làm cho bức xạ sóng ngắn bị suy giảm đáng kể, nh−ng lại làm tăng bức xạ sóng dài đi xuống mặt biển - chúng làm các cán cân nhiệt biển bị biến đổi. Mặt khác, khi cán cân nhiệt biến đổi, l−ợng n−ớc bốc hơi từ mặt biển cũng biến đổi theo và dẫn đến biến đổi l−ợng mây. Bằng các mô hình đơn giản, có thể tính đ−ợc chu kỳ biến đổi của l−ợng mây và t−ơng quan nhiệt - áp giữa mặt biển và đất liền. Kết quả tính toán cho thấy chu kỳ 75