热带气旋的对流有效位能外文翻译资料

 2022-12-02 07:12

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热带气旋的对流有效位能

摘要

文章选取NOAA Gulfstream-IV飞机携带的投式探空仪探测收集的超过2000份资料，计算了对流有效位能（CAPE）和浮力的垂直分布。计算中对比了有无水汽凝结负荷，卷挟过程，和冰融化潜热的综合效果。 CAPE显示气旋中心400公里内顺切变比逆切变大，与所观察到的对流强度变化相一致。较大的CAPE顺切变来源于：(i)较高的地面比湿(ii)较低的对流层中层温度,和卷吸CAPE ，(iii) 较大的自由对流层相对湿度。

可逆CAPE只有假绝热 CAPE幅度的二分之一。如先前所示，考虑融化的可逆CAPE和不考虑融化的假绝热CAPE高度相似。有无卷吸有最显着的影响。卷吸CAPE与观测到的对流强度径向分布一致，在内半径处有顺切变最大值。如果没有卷吸，CAPE顺切变在气旋中心处最小

，向外增大至半径600公里处。

大量探空监测可以检验90%的条件不稳定，反映了导致强烈的上升气流的条件。热带气旋中的对流观测确定了计算该条件不稳定的正确方法。特别是，活跃且深厚的对流分布与强度可以通过计算对流有效位能包括冷凝负荷和5％-10％/km范围内的卷吸率, 准确地体现出来。

引言

热带气旋的对流方位角不对称配合垂直风切变的研究已经广泛展开。Corbosiero和Molinari（2002，2003）研究了热带气旋中的云对地闪电分布。总的来说，闪电云向地和地向云放电的的比率为6：1，环境垂直风切变超过5m/s时比率超过9:1。在半径100公里范围内，闪电频次最高处在顺切变的左象限，而从100到300公里在右象限。Abarca et al. (2011)使用了大量在开放洋面和近海抽样的气旋，改进上述结果。在气旋半径100公里外，带绝大多数电对流有顺切变或顺切变发生在右象限。Molinari and Vollaro (2010)的研究表明，半径75公里至400公里的CAPE均值，顺切变比逆切变大60%。他们推测，较大的CAPE产生于强上升运动顺切变导致的中层温度异常。Nguyen et al. (2010)表明这种异常的确存在。大值CAPE也许可以解释顺切变对流为何更频繁，但是Molinari and Vollaro (2010)只做了100部探空仪，只计算了假绝热CAPE。

多年来文献中一直存在辩论，关于计算CAPE的最有意义的方式，以及如何解释计算结果。有两种理论。一种是使用假绝热CAPE，假设水汽凝结立即从气块中掉落；另一种是使用可逆CAPE，假设冷凝水仍然存在于气块之中。由于冷凝物的质量，不考虑融合潜热的可逆CAPE比假绝热 CAPE小得多。Xu 和 Emanuel(1989)指出，在热带地区几乎是中性的，对于从混合层顶部上升的，考虑冷凝负荷，不考虑融化的可逆CAPE。

Romps 和 Kuang (2010)，采用云分辨模拟热带深对流，发现未稀释气块的百分数低于1％的高度在4公里以上。这表明，气块浮力估计必须考虑某种形式的卷吸。Wei et al. (1998)发现，在减少CAPE方面，卷吸的作用是冷凝负荷的4倍。Holloway 和 Neelin (2009)表明，卷吸可以用来解释气柱水汽和热带降水之间的联系。在他们的模式中，干燥空气卷吸导致的浮力减少是抑制降水的重要因子。DeMaria (2009)开发了一个逻辑回归模型来预报热带气旋的强度。一个关键的输入变量是，一个置于热带气旋环境内，假想的气块垂直速度。DeMaria (2009)肯定了卷吸和冷凝水负荷在模拟中的作用。总体上，从这些论文的结果表明， 计算CAPE考虑卷吸的作用是十分必要的。

许多研究也指出CAPE计算中冻结热量释放的重要性。Williams and Renno (1993)和 Emanuel（1994;他论文中的图14.4）展示了，融化释放热量导致CAPE增加，和凝结负荷导致的CAPE减少作用相互抵消。其结果是，考虑融化的可逆CAPE与不考虑融化的假绝热CAPE相差不大。Zipser (2003) Romps 和 Kuang (2010), 以及Fierroet al. (2012)提供了相当多的证据，无论是从

观测数据或是云分辨率模式，即对流云在热带地区只能到达对流层顶，是融化潜热释放的结果。热带气旋云常常达到，有时甚至超越对流层顶(e.g., Romps and Kuang 2009)。Heymsfield等(2010)也支持上述观点，发现热带气旋中垂直速度最大的高度在12km。上文所列举的论文都肯定了考虑融化热量的重要性。

除De Maria (2009)的工作以外，其他研究在计算热带气旋中的CAPE时，都没有考虑卷吸或融化的作用。热带气旋是一个很好的研究CAPE的平台，因为深对流发生更加频繁，且在一个很小的半径范围内(e.g., Frank 1977)，闪电的顺切变比逆切变更加频繁。(Corbosiero and Molinari 2002)

在本文中，主要的焦点是CAPE和对流的径向和方位角分布，对流抑制（CIN）和浮力的垂直分布。计算将采用Romps和 Kuang (2010)2000多个从高海拔地区下投探空仪获取的数据。本文将揭示浮力、CAPE 、CIN和热带气旋对流之间的关系，以及的优化计算CAPE的方法。

2.数据和计算方法

a.数据

这项研究的数据来自由美国国家海洋和大气管理局（NOAA）的GulfstreamIV（G-IV）的飞机携带GPS探空仪（Hock和Franklin，1999）收集发布的热带气旋数据集。发射探头限定在热带气旋中心1,000公里内，释放高度400百帕。该探测仪采用NOAA的飓风研究部软件Editsonde处理。该数据涵盖7年间的32个气旋（1997-99;2002-05）。这些探测仪只有3％被释放在热带低压中，24％在热带风暴; 其余释放在所有的强度的飓风中。除去Editsonde标记为可疑的数据。这些数据包括从第30秒（600米）开始，在探测器适应环境之后。然后，每个探测器开始绘制

并手动检查。这揭示了大多探测仪在溅落之前，处于最低相对湿度10％以下的水平，但更多的典型值近在80％的正上方。那几个错误的近地表湿度数据将被移除。从Editsonde原始数据通常包含0.5S时间分辨率（约10米）。这些数据被插至100-m的水平在垂直方向上Molinari和Vollaro (2010)。温度和露点的线性插值以400m的步长进行。CAPE或浮力的计算不会有更大的步长。该处理后，2458探测仪进行持续分析。 Chneider and Barnes (2005) 一直将使用Editsonde软件的探测仪与ASPEN相比较（http://www.atd.ucar.edu/sssf/facilities/software/aspen/aspen.html）他们发现两者之间只有很小的差别。两者都不能解释存在于这项研究里3.3％的探空仪中，偶尔出现的云底近干绝热层水汽饱和问题(Barnes 2008)。这些问题使用Bogner et al. (2000)的方法纠正 [详见Molinari和 Vollaro (2010)中的例子]。

探测器在释放点上方的温度，由ECMWF发布的最近6小时ERA-Interim格点资料中的温度变化率 (Simmons et al.2007)到第一个探测器的观测高度之间的二次插值定义，根据Molinari和Vollaro（2010年）的研究。探空仪释放点以上的相对湿度，以及对流层上层的缺测值被视为100％;这个假设对CAPE的影响可忽略不计，因为在高空饱和水汽压几乎可以忽略不计。CAPE往往包含了对流层上部的很大贡献。例如，Bogner et al. (2000)从约450百帕释放GPS探空仪，追加平均飓风探测仪在这一气压层上。他们发现，三分之二（假绝热）CAPE，在平均释放探空以上高度。在这项研究中，G-IV探测仪具有的平均释放高程13.06公里（近180百帕），标准偏差0.59公里。这保证大部分对流层由探测仪直接测量，而不是来自ERA-Interim的模拟数据。

环境垂直风切变是从取自于统计学飓风强度预测计划（SHIPS）的数据库(DeMaria et al. 2005)。它代表气旋半径500公里内的情况，消除了气旋的特异性。探空仪在本研究中的投放比例是：弱的环境风切变（风速小于5m/s）39％，中等风环境风切变（风速5m/s-10m/s）48％，强风环境风切变（风速大于10m/s）13％。本文中的设置与Hanley et al.(2001) 和 Abarca et al. (2011)相比，弱和强的环境风切比例较大，中等环境风切变比例较大。和气旋中心的距离和方位角对应的环境风切变与Molinari和Vollaro保持一致。图1示出了这些探测仪的位置，从顺切变到右侧。探测器的分布在距离和角度上保持均匀，53%在顺切变区，结果以100km为步长展现。

图2示出在每个探测仪的数量。只有27个探空仪被释放在100公里半径之内。因此，在这项研究中，分析将仅限于半径100公里之外。这排除了飓风强度的风暴对流最大的眼墙区域(e.g., Molinari et al. 1999; Abarca et al. 2011)。对流最小值在飓风80-到100公里半径的平均范围内，以及在更大的区域（80-160公里）的飓风前扰动(Abarca et al. 2011)。在该半径以外闪电的强度向外增加，到半径r =250-300公里对流活跃的外围雨带。Molinari et al. (1994, 1999)发现，闪电强度最大的几乎总是在飓风中心300公里范围内。300公里以外的闪电强度尚无研究，但是Cecil et al. (2002)表明，外围闪电强度几乎是平均亚热带环境的4倍以上（其表4的第2列）。Frank (1977)研究了台风经过时太平洋小岛的逐小时降水资料。他取2个纬度（222km）为半径的研究步长。

他发现，222公里之内降雨量超过7.6mm/hr的时间是16％。这是222-444公里内的2.7倍

比频繁， 444- 666公里的6倍以上，666公里之外的10倍。这些从一定程度上代表对流雨的事件来看，深对流向外迅速衰减，至666km处为最小值。这些区域同样也被本研究中的探测器所覆盖。本文计算气旋半径100–1000-km内的CAPE和浮力。

在一个热带气旋内，活跃深对流的覆盖率是10％或更少的量级，特别是眼壁外。(e.g., Malkus et al. 1961; Table 3 of Jorgensen et al. 1985;Black et al. 1996; Rogers et al. 2012) 本研究的大多数探测仪有一个好处，可以探测均值和90分为点的数据。这些数据可能是风暴内活跃对流云地区内比较有代表性的，贴合实际的。

B.CAPE和浮力的计算

上升气块的浮力垂直分布按照Romps and Kuang (2010)附录中的方法计算。

由于这些方程包括一个完全倾向方程，我们用dw/dt= 0替代动量方程，设置气块初始速度为1m/s，以确保遍历整个对流层;这对气块的浮力没有影响，只是改变了一个已经可以忽略不计

摩擦耗散。模型中有三个自由参数，gamma;气块中掉落的冷凝水比例，ε为卷吸比率，假设所有凝结水冻结的温度。在无掉落的情况下（gamma;=0），所有凝结水被保留在气块中，在全部掉落的情况下（gamma;=1），在方程中所有凝结水立即全部掉出。在ε=0时，没有掉落和全部掉落分别与可逆绝热和假绝热相对应。在考虑融化的情况下，所有原有的和新生成的凝结，在273.15K到240K之间线性地有液态转为固态。在不考虑融化的情况下，固态水的热容量和液态水一致，融化潜热设置为0。所有气块的上升高度被定为Z=100m，一个普遍认为合适的初始高度(Romps and Kuang 2011)。当原始气块被100m和500m的环境空气改变特性时，CAPE的量级减小，但是径向的分布不会改变。

CAPE被定义为100m到中性浮力层（LNB）之间所有正浮力的垂直积分。CIN的计算比较复杂。

如果没有CAPE存在，CIN就没有意义。但比较各种气块计算之间的CIN是不可能的，CAPE的存在性不确定，例如，当考虑融合，但不考虑其他时。CIN将代表不同的样本物理计算情况。CIN可以计算至一个固定高度Z =1.5公里，无论CAPE是否非零。CIN被定义为要达到启动高度Z=100m所需的最小动能。在典型的负面积内为1.5公里以下，在正面积内为对流层低层，这定义相当于于负面积总和等效为1.5公里。但是，当一个上升气块依次经过负正负的层次时，计算所得的CIN要比直接将负区域的面积相加要小。这给出了气块到指定高度所需的最小动能更加精确的结果。

有一个引导方法(e.g., Wilks 1995)被用于确认CAPE和CIN顺逆切变特征分析。假设在一个给定的径向单位区域内，有n m个探测器，n个在顺切变区，m个在逆切变区，从n个和m个中分别随机无重复抽取探测器，记录两组样本的均值差异。这个步骤重复10000次。在每一环内，顺逆切变样本小于2.5分为点和大于97.5分位点的显著水平为5%

C.正CAPE和斜CAPE

在热带气旋中，相当位温theta;e和绝对角动量是向外辐散的，对称中性的气块随着高度上升也是向外辐散的(e.g., Emanuel 1986; Marks et al. 1992)。垂直浮力小于倾斜浮力，由于上部对流层被气旋核心加热了。本文没有计算斜升对流，因为它只存在于气旋个体环境场差异中，并不是所有气旋的共性。有一个简单的计算方法，只要有浮力可计，用垂直浮力来近似是很好的。当忽略径向气压合力时，能找出可能的径向加速度上限。可以给出最大可能径向加速度的表达，其中是切向速度。在r=300km处，=30m/s，假设北纬20度的科氏力为，那么最大可能径向加速度为4.5*1

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