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11.11 : Crêtes et creux extratropicaux (vagues de Rossby) - Géosciences

11.11 : Crêtes et creux extratropicaux (vagues de Rossby) - Géosciences


L'atmosphère est généralement chaude près de l'équateur et fraîche près des pôles. 11.49a) le long de la zone entre les masses d'air chaudes et froides, à environ 50 à 60° de latitude en hiver.

Cependant, cet écoulement est instable, permettant à de petites perturbations (par exemple, l'écoulement au-dessus des chaînes de montagnes) de se transformer en de grands méandres nord-sud (Fig. 11.49b) du courant-jet. Ces méandres sont appelés Les vagues de Rossby ou alors ondes planétaires. Les longueurs d'onde typiques sont de 3 à 4 mm. Compte tenu de la circonférence d'un parallèle à ces latitudes, on trouve généralement 3 à 13 vagues autour du globe, avec une normale nombre d'onde zonal de 7 à 8 vagues.

La région équatoriale de tout méandre est appelée un creux (prononcé comme « troff ») et est associé à une basse pression ou à une faible hauteur géopotentielle. La partie polaire d'un méandre s'appelle un crête, et a une pression ou une hauteur élevée. Le retournement des vents autour des creux et des crêtes est analogue au retournement des creux et des sommets fermés, respectivement. Le centre creux ou axe creux est étiqueté par une ligne pointillée, tandis que le axe de la crête est étiqueté avec un symbole en zigzag (Fig. 11.49b).

Comme beaucoup d'ondes ou d'oscillations dans la nature, les ondes de Rossby résultent de l'interaction entre l'inertie (essayer de faire continuer le jet stream dans la direction où il a été dévié) et une force de rappel (agissant à l'opposé de la déviation). Pour les ondes de Rossby, la force de rappel peut s'expliquer par la conservation du tourbillon potentiel, qui dépend à la fois du paramètre de Coriolis et de l'épaisseur de la couche (liée à la stabilité statique de la couche). Instabilité barocline considère les deux facteurs de restauration, tout en instabilité barotrope est une approximation plus simple qui ne considère que l'effet Coriolis.

Considérons l'air troposphérique de profondeur constante ∆z (≈ 11 km). Pour cette situation, la conservation du tourbillon potentiel peut être écrite comme

( egin{align} left[frac{M}{R}+f_{c} ight]_{ ext {initial}}=left[frac{M}{R}+f_{c } ight]_{ ext {later}} ag{11.34}end{align})

où la vitesse du vent-jet M divisée par le rayon de courbure R donne le tourbillon relatif, et fc est le paramètre de Coriolis (qui est fonction de la latitude).

(Lieu une dans la Fig. 11.50) Considérons un courant-jet à la latitude initiale Yo se déplaçant en ligne droite depuis le sud-ouest. A cette latitude il a une certaine valeur du paramètre de Coriolis, mais pas de tourbillon relatif (M/R = 0, car R = pour une droite). Mais fc augmente à mesure que l'air se déplace vers les pôles, ainsi le terme M/R du côté droit de l'éq. (11.34) doit devenir plus petite que sa valeur initiale (c'est-à-dire qu'elle devient négative) de sorte que la somme du côté droit soit toujours égale à la valeur initiale du côté gauche.

(Lieu b) Nous interprétons la courbure négative comme anticyclonique (tournant dans le sens des aiguilles d'une montre dans l'hémisphère N). Cela pointe le courant-jet vers l'équateur.

(Lieu c) Au fur et à mesure que l'air approche de sa latitude de départ, son paramètre de Coriolis diminue vers sa valeur de départ. Cela permet au flux de redevenir une ligne droite à l'emplacement c. Mais maintenant, le vent souffle du nord-ouest, pas du sud-ouest.

(Lieu ) Lorsque l'air dépasse l'équateur, fc devient plus petit, nécessitant un M/R positif (courbure cyclonique) pour maintenir un tourbillon potentiel constant. Cela ramène le courant-jet vers sa latitude de départ, où le cycle se répète. Le flux est dit barotrope instable, car même un flux zonal pur et non sinueux, s'il est perturbé juste un peu par sa latitude de départ, répondra en serpentant vers le nord et le sud.

Cette oscillation nord-sud (méridienne) du courant-jet d'ouest en est crée le modèle d'écoulement ondulé que nous appelons un Vague de Rossby ou un onde planétaire. Parce que la force de rappel était liée au changement du paramètre de Coriolis avec la latitude, il est utile de définir un paramètre bêta comme

( egin{align} eta=frac{Delta f_{C}}{Delta y}=frac{2 cdot Omega}{R_{ ext {earth }}} cdot cos phi ag{11.35}end{align})

où le rayon moyen de la Terre est RTerre =6371 km. Pour 2·Ω/REterre = 2,29x10–11 m–1·s–1, on trouve que vaut grosso modo (1,5 à 2)x10–11 m–1·s–1.

Le chemin d'onde de la figure 11.50 peut être approximé avec une simple fonction cosinus :

( egin{align} y^{prime} approx A cdot cos left[2 pi cdotleft(frac{x^{prime}-c cdot t}{lambda } ight) ight] ag{11.36}end{align})

où la distance de déplacement de l'onde de Rossby à partir de Yo (sa latitude de départ) est y' . Soit x' la distance vers l'est depuis le début de la vague. La position des crêtes des vagues se déplace à la vitesse de phase c par rapport à la Terre. La longueur d'onde est et son amplitude est A (voir Fig. 11.50). Les nombres premiers indiquent les écarts par rapport à un état de fond moyen.

Les ondes barotropes de Rossby du courant-jet ont des longueurs d'onde d'environ λ 6000 km et des amplitudes d'environ A ≈ 1665 km, bien qu'une large gamme des deux soit possible. En règle générale, 4 à 5 de ces ondes peuvent s'adapter autour de la terre aux latitudes moyennes (où la circonférence d'un cercle de latitude est de 2π·RTerre·cosϕ , et est la latitude).

Les vagues se déplacent dans l'air à vitesse de phase intrinsèque co :

( egin{align} c_{o}=-eta cdotleft(frac{lambda}{2 pi} ight)^{2} ag{11.37}end{align} )

Le signe négatif signifie que les crêtes des vagues se propagent vers le Ouest par rapport à l'air.

Cependant, l'air dans lequel la vague est enfoncée se déplace lui-même vers le est à la vitesse du vent Uo. Ainsi, par rapport au sol, la vitesse de phase c est :

( egin{align} c=U_{o}+c_{o} ag{11.37b}end{align})

Étant donné les valeurs typiques pour Uo, la vitesse de phase totale c par rapport au sol est positif. Un tel mouvement vers l'est est en effet observé sur les cartes météorologiques.

Les ondes barotropes de Rossby peuvent avoir une gamme de longueurs d'onde différentes. Mais éq. (11.37a) dit que différentes ondes de longueur d'onde se déplacent à différentes vitesses de phase intrinsèques. Ainsi, les différentes ondes ont tendance à s'écarter les unes des autres, c'est pourquoi l'éq. (11.37a) est connu comme un relation de dispersion.

Ondes courtes ont une vitesse de phase intrinsèque plus lente vers l'ouest, ce qui fait que le vent de fond les souffle rapidement vers l'est. Longues vagues, avec leur vitesse de phase intrinsèque plus rapide vers l'ouest finissent par se déplacer plus lentement vers l'est par rapport au sol, comme illustré à la Fig. 11.51. L'effet net est que les ondes courtes se déplacent à travers les ondes longues (voir les 3rd Exemple d'application à la page suivante).

La vitesse à laquelle les ondes de Rossby transportent l'énergie est appelée la vitesse de groupe, cg :

( egin{align} c_{g}=+eta cdotleft(frac{lambda}{2 pi} ight)^{2} ag{11.38}end{align} )

qui diffère en signe de l'éq. (11.37a). Ce qui provoque téléconnexions en tempête qui se déplace plus rapidement vers l'est que la vitesse de phase des vagues.

MATHÉMATIQUES SUPÉRIEURES • Tourbillon des ondes planétaires

Supposons que l'axe du courant-jet oscille vers le nord ou le sud sur une certaine distance y par rapport à une latitude de référence arbitraire lorsque l'air s'écoule vers l'est (x) :

( egin{align} y=A cdot sin (2 pi cdot x / lambda) ag{a}end{align})

où la longueur d'onde est et l'amplitude méridienne de la vague est A. La vitesse du jet le long de cette vague est M, et les composantes du vent associées (U, V) dépendent de la pente locale s de la vague à l'emplacement x. De la géométrie : U2 + V2 = M2 et s = V/U, donc :

( egin{align} U=M cdotleft(1+s^{2} ight)^{-1 / 2} & V=M cdot s cdotleft(1+s^ {2} ight)^{-1 / 2} ag{b}end{align})

Pour trouver la pente s à partir de l'éq. (a), prendre la dérivée de y :

( egin{align} s=partial y / partial x=(2 pi A / lambda) cdot cos (2 pi cdot x / lambda) ag{c}end{ aligner})

Ensuite, changez l'éq. (11.20) de la différence finie aux dérivées partielles :

( egin{align} zeta_{r}=partial V / partial x-partial U / partial y ag{d}end{align})

Mais vous pouvez développer le dernier terme comme suit :

(zeta_{r}=partial V / partial x-(partial U / partial x) cdot(partial x / partial y))

où le dernier facteur est juste un sur la pente :

( egin{align} zeta_{r}=partial V / partial x-(partial U / partial x) cdot(1 / s) ag{e}end{align})

Combinez les éq. (e, c et b) pour obtenir le tourbillon relatif souhaité :

( egin{align} zeta_{r}=frac{-2 cdot M cdot A cdotleft(frac{2 pi}{lambda} ight)^{2} cdot sin left(frac{2 pi x}{lambda} ight)}{left[1+left(frac{2 pi A}{lambda} ight)^{2} cdot cos ^{2}left(frac{2 pi x}{lambda} ight) ight]^{3 / 2}} ag{f}end{align})

La figure 11.a illustre cela pour une vague avec A = 1500 km, λ = 6000 km, & M = 40 m s–1.

Exposition: Certains livres de calcul donnent des équations pour le rayon sinusoïdal de courbure R. En utilisant cela dans |ζr | = 2M/R donnerait une équation similaire pour le tourbillon. Les plus grands tourbillons sont concentrés près de la crête et du creux des vagues, ce qui permet aux météorologues d'utiliser un tourbillon positif pour aider à trouver les creux.

MATHÉMATIQUES SUPÉRIEURES • Le plan bêta

Voici comment vous pouvez obtenir β en utilisant la définition du paramètre de Coriolis fc (éq. 10.16) :

(f_{c}=2 Omega sin phi)

où est la latitude.

Puisque y est la distance le long du périmètre d'un cercle de rayon RTerre, rappelons de la géométrie que

(y=R_{ ext {Terre}} cdot phi)

pour en radians.

Réorganisez ceci pour résoudre pour ϕ, puis connectez-vous à la première équation pour donner :

(f_{c}=2 Omega sin left(y / R_{ ext {Terre}} ight))

Par définition de , prendre la dérivée pour trouver

(eta=frac{partial f_{C}}{partial y}=frac{2 cdot Omega}{R_{ ext {earth}}} cdot cos left(frac{ y}{R_{ exte {terre}}} ight))

Enfin, utilisez la deuxième équation ci-dessus pour donner :

( egin{align} eta=frac{2 cdot Omega}{R_{ ext {earth }}} cdot cos phi ag{11.35}end{align})

Pour une petite plage de latitudes, est presque constant. Certaines dérivations théoriques supposent un bêta constant, ce qui a le même effet que de supposer que la terre a la forme d'un cône. Le nom de cette surface en forme d'abat-jour est le avion bêta.

Exemple d'application (§)

Le courant-jet serpente du nord au sud avec une longueur d'onde barotrope de 8000 km et une amplitude de 1200 km par rapport à la latitude de référence 50°N. Les vents dans ce jet sont de 40 m s–1. Calculez ce qui suit pour un barotrope vague : paramètre bêta, vitesses de phase et distance de translation de l'onde en 12 h. Tracez également les lignes de courant initiale et finale y'(x') pour x' de 0 à 11 000 km.

Trouve la réponse

Étant donné : Uo = 40 m s–1, ϕ =50°, A =1200 km, λ =8000 km, pour t = 0 à 12 h

Trouver : β = ? m–1·s–1, co = ? Mme–1, c = ? Mme–1 , D = c·∆t ? distance de translation en km, y’(x’) = ? km.

Appliquer l'éq. (11.35):

= 2,29 x 10-11 ·cos(50°) = 1,47x10–11 m–1·s–1.

Ensuite, appliquez l'éq. (11.37a) :

(c_{o}=-left(1.47 imes 10^{-11} mathrm{m}^{-1} mathrm{s}^{-1} ight)left(frac{8 imes 10^{6} mathrm{m}}{2 pi} ight)^{2}==23.9 mathrm{m} mathrm{s}^{-1})

Ensuite, appliquez l'éq. (11.37b):

c = (50 – 23,9) m s–1 = 16.1 Mme–1

La distance de translation de la crête des vagues en 12 h est

D = c·∆t = (16,1 m s–1)·(12h · 3600s/h) = 697,1 km

Enfin, résolvez et tracez l'éq. (11.36) pour t = 0 à 12 h :

(y^{prime} approx(1200 mathrm{km}) cdot cos left[2 pi cdotleft(frac{x^{prime}-(16.1 mathrm{m} / mathrm{s}) cdot t}{8 imes 10^{6} mathrm{m}} ight) ight])

avec des conversions entre m & km, et pour s & h.

Vérifier: La physique et les unités sont raisonnables.

Exposition: Les fines lignes de courant bleues tracées ci-dessus montrent le chemin des 40 m s–1 courant-jet, mais cette trajectoire se décale progressivement vers l'est (lignes rouges épaisses).

Bien que cette vitesse de phase de l'onde de Rossby soit beaucoup plus lente qu'un avion de ligne, la vague n'a pas besoin d'atterrir et de faire le plein. Ainsi, pendant 24 heures, cette longue onde pourrait parcourir environ 1 400 km, soit environ la moitié de la distance entre San Francisco, Californie et Chicago, IL, États-Unis. Des vagues encore plus longues peuvent être stationnaires, et certaines vagues extrêmement longues peuvent rétrograde (se déplacer dans une direction opposée au courant-jet de fond, c'est-à-dire se déplacer vers l'ouest).

Exemple d'application (§)

Similaire à l'échantillon précédent, mais pour une onde courte avec une amplitude de 500 km et une longueur d'onde de 2000 km.

Trouve la réponse

Soit : Idem, mais = 2000 km, A = 500 km.

Appliquez des équations similaires (non illustrées ici) comme précédemment, ce qui donne : = 1,47x10–11 m–1·s–1, co = –1,5 m s–1 , c = 38,5 m s–1 , et D = 1664 km.

Le tracé de la ligne de courant à ondes courtes :

Vérifier: Physique et unités raisonnables.

Exposition: Les ondes courtes se déplacent plus rapidement que les longues.

Exemple d'application (§)

Similaire aux deux exemples d'applications précédents, mais superposent les ondes longues et courtes.

Trouve la réponse

Le tracé de ligne de courant combiné à ondes longues et courtes :

Vérifier: Physique et unités raisonnables.

Exposition: Les ondes courtes se déplacent rapidement le long de la ligne de courant à ondes longues de la même manière que les trains sur une voie, sauf que cette voie à ondes longues se déplace progressivement vers l'est.

Les ondes courtes voyagent très vite, elles entrent et sortent donc très rapidement de n'importe quelle ville. Ainsi, ils provoquent des changements rapides du temps. Pour cette raison, les météorologues accordent une attention particulière aux creux à ondes courtes pour éviter les surprises. Bien que les ondes courtes soient parfois difficiles à repérer visuellement dans un tracé de hauteur géopotentielle, vous pouvez les voir plus facilement sur des tracés de vorticité de 50 kPa. À savoir, chaque creux à ondes courtes a un tourbillon positif notable qui peut être mis en évidence ou colorisé sur une carte de prévision.

La figure 11.52 illustre l'instabilité barocline à l'aide d'un modèle jouet avec une atmosphère plus épaisse près de l'équateur et une atmosphère plus mince près des pôles. Cela imite l'effet de la stabilité statique, avec un air froid fortement stable près des pôles qui restreint le mouvement vertical de l'air, par rapport à un air chaud faiblement stable près de l'équateur qui est moins limitant à la verticale (voir à nouveau la figure 5.20).

11.11.2.1. Vue qualitative

Comme précédemment, utilisez la conservation du tourbillon potentiel :

( egin{align} left[frac{f_{c}+(M / R)}{Delta z} ight]_{ ext {initial}}=left[frac{f_{ c}+(M / R)}{Delta z} ight]_{ ext {later}} ag{11.39}end{align})

où M est la vitesse du vent, le paramètre de Coriolis est fc, et le rayon de courbure est R. Vous devez inclure l'épaisseur atmosphérique effective z car elle varie du sud au nord. Cela capture les effets baroclines qui sont intentionnellement négligés pour l'instabilité barotrope.

Pour les ondes baroclines, suivez le courant-jet comme cela a été fait auparavant pour les ondes barotropes, à partir de l'emplacement une à l'emplacement . Tous les mêmes processus se produisent qu'avant, mais avec une différence importante. Comme l'air se déplace vers l'emplacement b, non seulement fc augmente, mais ∆z diminue. Mais ∆z est au dénominateur, donc les deux fc et ∆z ont tendance à augmenter le tourbillon potentiel. Ainsi, la courbure M/R doit être encore plus négative pour compenser ces effets combinés. Cela signifie que le jet stream tourne plus brusquement.

De même, à l'emplacement , Fc est plus petit et ∆z dans le dénominateur est plus grand, les deux agissant pour forcer un virage cyclonique plus prononcé. Le résultat net est que les forces de rappel combinées sont plus fortes pour barocline situations, provoquant des virages plus serrés qui créent un plus court longueur d'onde globale que pour les ondes barotropes.

11.11.2.2. Vue quantitative

Le déplacement nord-sud y' résultant pour l'onde barocline est :

( egin{align} y^{prime} approx A cdot cos left(pi cdot frac{z}{Z_{T}} ight) cdot cos left[2 pi cdotleft(frac{x^{prime}-c cdot t}{lambda} ight) ight] ag{11.40}end{align})

où la profondeur troposphérique est ZT (≈ 11 km) , l'amplitude méridienne est A , et où c est la vitesse de phase, est la longueur d'onde, x est la distance Est et t est le temps. Notez qu'il existe un facteur de cosinus supplémentaire. Cela fait que l'amplitude de l'onde méridienne est nulle au milieu de la troposphère et a des signes opposés en haut et en bas.

[ALERTE : c'est une simplification excessive. Les ondes dans l'atmosphère réelle ne sont pas toujours déphasées de 180° entre le haut et le bas de la troposphère. Néanmoins, cette approche simple donne un aperçu du fonctionnement des ondes baroclines.]

La vitesse de phase intrinsèque co pour l'onde barocline est :

( egin{align} c_{o}=frac{-eta}{pi^{2} cdotleft[frac{4}{lambda^{2}}+frac{1 }{lambda_{R}^{2}} ight]} ag{11.41}end{align})

où éq. (11.35) donne , la longueur d'onde est , et l'éq. (11.12) donne le rayon de déformation de Rossby interne λR.

L'influence de la stabilité statique est prise en compte dans le Fréquence de Brunt-Väisälä NBV, qui est un facteur dans l'équation du rayon de déformation de Rossby λR (éq. 11.12). Rappel du chapitre sur la stabilité atmosphérique que NBV = [ (|g|/Tv) · (Γ + T/∆z) ]1/2 , où l'accélération gravitationnelle est |g| = 9,8 ms–2, la température virtuelle absolue est Tv (où Tv = T pour l'air sec), le taux de lapsus adiabatique sec est Γ = 9,8 °C km–1 = 0,0098 Km–1, et ∆T/∆z est le changement de température de l'air avec l'altitude.

Comme précédemment, la vitesse de phase par rapport au sol est :

( egin{align} c=U_{o}+c_{o} ag{11.42}end{align})

Bien que de nombreuses longueurs d'onde différentes λ soient possibles, la longueur d'onde dominante (c'est-à-dire l'onde pour laquelle l'amplitude croît le plus rapidement) est approximativement :

( egin{align} lambda_{d} approx 2.38 cdot lambda_{R} ag{11.43}end{align})

R est le rayon de déformation interne de Rossby (éq. Les valeurs typiques sont λ 3 à 4 mm.

Exemple d'application (§)

Le courant-jet serpente du nord au sud avec une amplitude de 900 km par rapport à la latitude de référence 50°N. La température diminue de 50°C sur une troposphère de 12 km d'épaisseur, avec une température moyenne de -20°C. Calculez ce qui suit pour un vague barocline: fréquence de Brunt-Väisälä, rayon de Rossby interne, longueur d'onde dominante, vitesses de phase et distance de translation d'onde en 3 h. En outre, tracez les lignes de courant initiale et finale des vagues y'(x') à la fois à z = 0 et z = 12 km pour x' allant de 0 à 5 000 km. = 1,47x10–11 m–1·s–1.

Trouve la réponse

Étant donné : Uo = 40 m s–1, =50°, A =900 km, Tmoyenne = 253 K, T/∆z = –50K/(12 km), = 1,47x10–11 m–1·s–1, pour z=1 & 12 km, t = 0 & 3h

Trouver : NBV = ? s–1,R = ? km, = ? km, co = ? Mme–1, c = ? Mme–1 , y'(x') = ? km.

Obtenez le NBV éq. de la colonne de droite de cette page.

(N_{BV}=left[frac{left(9.8 mathrm{ms}^{-2} ight)}{253 mathrm{K}}left(frac{-50 mathrm{ K}}{1.2 imes 10^{4} mathrm{m}}+0.0098 frac{mathrm{K}}{mathrm{m}} ight) ight]^{1 / 2})

NBV = 0.0148 s–1

Appliquer l'éq. (10.16):

(f_{c}=left(1.458 imes 10^{-4} s^{-1} ight) cdot sin left(50^{circ} ight)=1.117 imes 10^ {-4} mathrm{s}^{-1})

Appliquer l'éq. (11.12):

(lambda_{R}=frac{left(0.0148 mathrm{s}^{-1} ight) cdot(12 mathrm{km})}{1.117 imes 10^{-4} mathrm{s}^{-1}}=1590 . mathrm{km})

Appliquer l'éq. (11.43):

= λ= 2,38R = 3784. km

Appliquer l'éq. (11.41):

(c_{o}=frac{-left(1.47 imes 10^{-11} mathrm{m}^{-1} mathrm{s}^{-1} ight)}{pi ^{2} cdotleft[frac{4}{left(3.784 imes 10^{6} mathrm{m} ight)^{2}}+frac{1}{left(1.59 imes 10^{6} mathrm{m} ight)^{2}} ight]})

= 2.21 Mme–1

Appliquer l'éq. (11.42):

c = ( 40 – 2,21 ) m s–1 = 37.8 Mme–1

Utilisez l'éq. (11,40) pour z = 0, 12 km, et t = 0, 3 h :

(y^{prime} approx(900 mathrm{km}) cos left(frac{pi cdot z}{12 mathrm{km}} ight) cos left[2 pileft(frac{x^{prime}-(37.8 mathrm{m} / mathrm{s}) cdot t}{3784 mathrm{km}} ight) ight])

Les résultats sont tracés à droite :

Vérifier: La physique et les unités sont raisonnables.

Exposition: L'onde de Rossby à z = 12 km est en effet déphasée de 180° par rapport à celle de la surface. À savoir, une crête de niveau supérieur est au-dessus d'un creux de surface. Dans la moyenne troposphère (z ≈ 6 km) l'onde barocline a une amplitude nulle (non représentée).

INFO • Caractéristiques des ondes baroclines

Les ondes baroclines perturbent de nombreuses variables par rapport à leurs états de fond moyens. Représenter la perturbation par e’ = e – eContexte pour toute variable e. Les variables affectées comprennent :

y' = déplacement de la ligne méridienne vers le nord,

(u’, v’, w’) = composantes du vent,

’ = température potentielle,

p' = pression, et

η’ = déplacement vertical.

Les variables indépendantes sont le temps t et le déplacement est-ouest x' par rapport à un emplacement arbitraire.

Laisser:

( egin{align} a=pi cdot z / Z_{T} ag{11.44}end{align})

( egin{align} b=2 pi cdotleft(x^{prime}-c cdot t ight) / lambda ag{11.45}end{align})

Ainsi:

( egin{align} egin{array}{ll}y^{prime}= & hat{Y} cdot cos (a) cdot cos (b) eta^{ prime}= & hat{eta} cdot sin (a) cdot cos (b) heta^{prime}= & -hat{ heta} cdot sin (a) cdot cos (b) p^{prime}= & hat{P} cdot cos (a) cdot cos (b) u^{prime}= & hat{U} cdot cos (a) cdot cos (b) v^{prime}= & -hat{V} cdot cos (a) cdot sin (b) w^{ prime}= & -hat{W} cdot sin (a) cdot sin (b)end{array} ag{11.46}end{align})

Chacune des équations ci-dessus représente une onde, où l'amplitude de l'onde est indiquée par le facteur avec le caret (^) dessus. Ces amplitudes sont toujours positives. Pour les ondes baroclines de l'hémisphère nord, les amplitudes sont :

( egin{align} egin{array}{} hat{Y} = & A
hat{eta}=&frac{A cdot pi cdot f_{c} cdotleft(-c_{0} ight)}{Z_{T}} cdot frac{1}{ N_{BV}^{2}}
hat{ heta}=&frac{A cdot pi cdot f_{c} cdotleft(-c_{0} ight)}{Z_{T}} cdot frac{ heta_{ 0}}{g}
hat{P}=&A cdot ho_{o} cdot f_{c} cdotleft(-c_{o} ight)
hat{U}=&left[frac{A cdot 2 pi cdotleft(-c_{0} ight)}{lambda} ight]^{2} cdot frac{1 }{A cdot f_{c}}
hat{V}=&frac{A cdot 2 pi cdotleft(-c_{0} ight)}{lambda}
hat{W}=&frac{A cdot 2 pi cdotleft(-c_{0} ight)}{lambda} cdot frac{pi cdotleft(-c_{0 } ight) cdot f_{c}}{Z_{T} cdot N_{BV}^{2}}end{array} ag{11.47}end{align})

o est la densité moyenne de l'air à la hauteur z, et la vitesse de phase intrinsèque co est un nombre négatif. A (= déplacement nord-sud) dépend de la perturbation initiale.

Toute variable atmosphérique peut être reconstruite comme la somme de ses valeurs de fond et de perturbation ; par exemple : U = UContexte + vous. Les états d'arrière-plan sont définis comme suit.

UContexte = Ug est le vent géostrophique (jet-stream).

VContexte = WContexte = 0.

PContexte diminue avec l'augmentation de la hauteur selon l'équation hydrostatique (chapitre 1).

θContexte augmente linéairement à mesure que l'altitude augmente, comme on l'a supposé pour créer une valeur constante de NBV.

OuiContexte correspond à la latitude du flux de perturbation zéro, qui sert de latitude de référence pour le calcul de fc et .

L'état de fond pour η est l'altitude z dans l'éq. (11.44).

Toutes les variables répertoriées à gauche interagissent pour décrire la vague. Le résultat est esquissé sur la figure 11.53. Bien que les équations de gauche semblent compliquées, elles sont basées sur une description simplifiée de l'atmosphère. Ils négligent les nuages, la turbulence, le chauffage latent, la propagation des ondes méridionales et les effets non linéaires. Néanmoins, les connaissances acquises grâce à ce modèle simple aident à expliquer le comportement de bon nombre des modèles météorologiques synoptiques qui sont traités dans le chapitre sur les cyclones extratropicaux.

Exemple d'application

Soit A = 900 km, λ = 3784 km, co = –2,21 ms–1, ZT = 12 km, fc = 1.117x10–4 s–1,o = 1 kg m–3, NBV = 0,0148 s–1, et |g|/θo = 0,038 ms–2 K–1. Trouvez les amplitudes pour toutes les variables d'onde barocline.

Trouve la réponse

Soit : A = 900 km, = 3784 km, co = –2,21 ms–1, ZT = 12 km, fc = 1.117x10–4 s–1,o = 1 kg m–3, NBV = 0,0148 s–1, et |g|/θo = 0,038 ms–2 K–1.

Trouver : (hat{Y}, hat{eta}, hat{ heta}, hat{P}, hat{U}, hat{V}, hat{W})

Appliquer les éq. (11.47). ( hat{Y}=A=900 mathrm{km})
(hat{eta}=(900 mathrm{km}) cdot pi cdotleft(1.117 imes 10^{-4} mathrm{s}^{-1} ight) cdot left(2.21 mathrm{m} mathrm{s}^{-1} ight) /
left[(12 mathrm{km}) cdotleft(0.0148 mathrm{s}^{-1} ight)^{2} ight]=265.5 mathrm{m})

(hat{ heta}_{,}=1.53 mathrm{K})
(hat{P}=0.222 mathrm{kPa})
(hat{U}=0.109 mathrm{m} mathrm{s}^{-1})
(hat{V}=3.30 mathrm{m} mathrm{s}^{-1})
(hat{W}=0.000974 mathrm{m} mathrm{s}^{-1}=3.5 mathrm{m} mathrm{h}^{-1})

Vérifier: La physique et les unités sont raisonnables.

Exposition: Par rapport aux 40 m s–1 vents de fond du courant-jet, la perturbation U est faible. En fait, beaucoup de ces amplitudes sont faibles. Ils seraient plus grands pour un A plus grand et pour des longueurs d'onde plus courtes et une troposphère moins profonde.

11.11.3.1. Transport de chaleur méridional

Alors que le courant-jet serpente vers le nord et le sud tout en encerclant la terre avec son flux d'ouest en est, sa température change en réponse aux régions qu'il traverse (Fig. 11.54). Par exemple, les crêtes de l'onde planétaire sont là où le courant-jet est le plus proche des pôles. Cet air circule sur un sol plus froid et reçoit également peu ou pas de chauffage solaire direct en raison des faibles angles du soleil (en particulier en hiver). En conséquence, l'air devient plus froid près des pôles que la température moyenne du jet-stream.

Le changement de température inverse se produit dans les creux, où le courant-jet est le plus proche de l'équateur. L'air près des creux s'écoule sur une surface terrestre plus chaude où des quantités importantes de chaleur sont déplacées dans le courant-jet via les nuages ​​​​convectifs et le rayonnement solaire. Définissez T' comme l'écart de température par rapport à la valeur moyenne, de sorte que T' positif signifie plus chaud (dans les creux) et T' négatif signifie plus froid (dans les crêtes) que la moyenne.

Définissez v' comme l'écart de la vitesse méridienne par rapport à la moyenne (V = 0). V’ positif se produit lorsque l’air sinueux a une composante vers le nord, et v’ négatif signifie une composante vers le sud.

Le mouvement vers le nord (v’ = +) de l’air chaud (T’ = +) dans l’hémisphère N contribue à un flux de chaleur positif (vers le nord) v’T’. Il s'agit d'un flux cinématique, car les unités sont en K·m/s. De même, le mouvement vers le sud (v’ = –) de l’air froid (T’ = –) contribue également à un flux de chaleur positif v’T’ (car négatif fois négatif = positif). L'addition de toutes les contributions de N différentes parties du courant-jet sinueux donne une équation pour le flux de chaleur méridien moyen Foui causées par les ondes de Rossby :

(F_{y ext { vagues }}=(1 / N) cdot Sigmaleft(v^{prime} cdot T^{prime} ight))

Ce flux est positif (négatif) dans les hémisphères N. (S.). Ainsi, pour les deux hémisphères, les ondes de Rossby déplacent la chaleur des tropiques vers les pôles.

Les plus grandes magnitudes de v' et T' se produisent aux latitudes moyennes, où le courant-jet a les plus grandes vitesses de vent méridionales co-localisées dans la région du plus grand gradient de température méridional (Fig. 11.8). Fig. 11.55 montre un croquis de Fy des vagues par rapport à la latitude. Lorsque cette ligne est concave vers la droite, elle indique une courbure positive (Curv). Concave à gauche est une courbure négative. Courbure de Fy des vagues sera utilisé plus tard.

11.11.3.2. Momentum Transport Meridionally

Même si l'atmosphère était calme par rapport à la surface de la Terre, le fait que la Terre tourne implique que l'air se déplace également vers l'est. Les cercles de latitude près de l'équateur ont une circonférence beaucoup plus grande que près des pôles, donc l'air près de l'équateur doit se déplacer plus rapidement vers l'est.

Comme les ondes de Rossby déplacent une partie de l'air tropical vers les pôles (v' positif dans N. Hem.; négatif v' dans S. Hem.), la conservation du moment angulaire U nécessite l'accélération (perturbation positive du vent U : u') à mesure que le rayon de l'axe de la Terre diminue. De même, l'air polaire se déplaçant vers l'équateur doit se déplacer plus lentement (u’ négatif par rapport à la surface de la Terre).

Le transport nord-sud de la quantité de mouvement U est appelé flux de quantité de mouvement cinématique moyen (overline{u^{prime} v^{prime}}):

(overline{u^{prime} v^{prime}}=(1 / N) cdot Sigmaleft(u^{prime} cdot v^{prime} ight))

Par exemple, considérons une onde de Rossby de l'hémisphère N. Le mouvement vers les pôles (positif (v^{prime}) ; voir les flèches brunes sur la Fig. 11.56) transporte des vents U plus rapides (c'est-à-dire positifs ( u^{prime})), provoquant un (u^ positif {prime} v^{prime}). De même, le mouvement vers l'équateur (négatif ( v^{prime}); voir les flèches jaunes) transporte des vents U plus lents (c'est-à-dire négatifs ( u^{prime})), donc encore une fois le produit est positif (u^{prime} v^{prime}). La moyenne sur tous ces segments du courant-jet donne (overline{u^{prime} v^{prime}}) positif dans l'hémisphère N, que vous pouvez interpréter comme transport de la quantité de mouvement zonale vers le pôle N par les ondes de Rossby. Dans l'hémisphère sud, (overline{u^{prime} v^{prime}}) est négatif, ce qui implique un transport de l'impulsion U vers le pôle S.

Pour compenser la plus grande zone de vents U rapides (marron sur la figure 11.56) par rapport à la zone plus petite de vents U plus lents (jaune sur la figure 11.56), on peut multiplier le moment cinétique par a = cos(ϕs)/cos(ϕ):

( egin{align} a cdot u^{prime} approx Omega cdot R_{ ext {earth}} cdotleft[frac{cos ^{2} phi_{s} }{cos phi_{d}}-cos phi_{d} ight] cdot frac{cos phi_{s}}{cos phi_{d}} ag{11.48}end {aligner})

où l'indice s représente l'emplacement de la source, d est la destination et Ω·RTerre = 463,4 ms–1 comme avant.

Exemple d'application

Trouvez la perturbation de la vitesse zonale pondérée pour l'air arrivant à 50°N à partir de 70°N.

Trouve la réponse

Donné : ϕs = 70°N, = 50°N

Trouver : a·u’ = ? Mme–1

Appliquer l'éq. (11.48): (a cdot u^{prime}=(463.4 mathrm{m} / mathrm{s}) cdotleft[frac{cos ^{2}left(70^{ circ} ight)}{cos left(50^{circ} ight)}-cos left(50^{circ} ight) ight] frac{cos left(70 ^{circ} ight)}{cos left(50^{circ} ight)})

=113.6 Mme–1

Vérifier: Physique raisonnable, mais magnitude trop grande.

Exposition: Le signe négatif signifie que l'air de 70°N se déplace plus lentement de l'ouest que n'importe quel point à 50°N sur la surface de la Terre se déplace. Ainsi, par rapport à la Terre, le vent vient de l'est.

Par exemple, considérons la vitesse zonale pondérée a·U’ qui atteint la latitude de destination à 45° par rapport aux autres latitudes sources, comme illustré à la Fig. 11.57. L'air à partir de 30° a une magnitude beaucoup plus grande |a·U'| que l'air à partir de 60°. (ALERTE: La conservation du moment angulaire donne des vitesses irréalistes, mais est qualitativement informative.)

Le changement du flux de quantité de mouvement pondéré de l'onde de Rossby avec la latitude est

( egin{align} M G=Delta overline{u^{prime} v^{prime}} / Delta y ag{11.49}end{align})

où MG est le gradient nord-sud de la quantité de mouvement zonale. De la figure 11.57, nous déduisons que MG est négatif (positif) dans les latitudes moyennes de l'hémisphère N. (S.). Ce gradient méridien implique que l'excès de quantité de mouvement zonal des tropiques est déposé aux latitudes moyennes par les ondes de Rossby.

Les ondes de Rossby qui transportent l'élan U vers le pôle ont une forme arrondie reconnaissable.en dents de scie forme, comme esquissé dans les Figs. 11.56 & 11.58. Plus précisément, les parties du courant-jet se déplaçant vers l'équateur sont alignées plus nord-sud (c'est-à-dire qu'elles sont plus méridionales) et parfois même s'inclinent vers l'arrière (vers l'ouest lorsqu'il se déplace vers l'équateur). Les parties du jet se déplaçant vers les pôles sont plus zonales (d'ouest en est).


La variabilité caractéristique et le lien avec l'activité synoptique sous-jacente de la dépression des mers d'Amundsen-Bellingshausen

[1] Des études récentes ont noté un changement climatique asymétrique à travers l'Antarctique, avec un réchauffement important dans l'Antarctique occidental et la péninsule antarctique, et des tendances principalement insignifiantes dans l'Antarctique oriental. En raison de sa proximité, les variations de la position et de l'intensité de la dépression Amundsen-Bellingshausen (ABSL) sont un mécanisme atmosphérique suspecté. Ici, nous étudions l'ABSL pour comprendre sa variabilité caractéristique et les influences sous-jacentes à l'échelle synoptique, sur la base de trois ensembles de données de réanalyse. La ABSL est définie comme la pression mensuelle minimale dans le domaine 45°–75°S, 180°–60°W. En utilisant ce critère, une progression significative nord-sud et est-ouest est notée dans l'ABSL climatologique (moyenne 1979-2001), qui est fortement liée à l'emplacement de la densité maximale du système cyclonique et des pressions centrales minimales des cyclones. Plus de 550 cyclones par an ont été identifiés à proximité de l'ABSL au printemps, des tendances significatives de leurs pressions centrales sont notées dans la mer de Ross. Les changements impliqués dans l'advection de température par ces systèmes plus forts sont cohérents avec le réchauffement de l'Antarctique occidental. The strongest cyclone events (i.e., the ten with the deepest central pressures) also demonstrate a connection to the climatological ABSL, albeit weaker. Moreover, these strong cyclone events are significantly linked to the Southern Annular Mode (SAM), particularly in their annual frequency and location/steering in the summer. This shows that large-scale forcing, such as from the SAM, may influence the strongest cyclones in the region and could allow for the prediction of such events.


Abstrait

[1] Eleven years (September 1996 to August 2007) of continuous measurements of three-dimensional wind and backscattered signal strength observed with Esrange Radar (ESRAD) have been utilized to study the annual and interannual variation of tropopause folds over an Arctic station. Two typical tropopause fold events (one is associated with a streamer type of system and the other with a cutoff low) are selected and are characterized with the help of synoptic charts and potential vorticity (PV) analysis. Typical characteristics of radar parameters during the passage of folds are identified, such as the sudden rise in the tropopause altitude, high-reflectivity layer sloping downward from the tropopause beneath the jet stream, and intensification of the jet stream. These characteristics are utilized to discern the tropopause fold in the radar data. The climatology of tropopause folds exhibits a pronounced annual cycle with a large number of folds in winter and fewer in summer. The annual cycle of folds is more or less similar in all the years however, significant interannual variation is observed with winter periods exhibiting maximum interannual variability. The climatology of folds and its annual cycle are compared and contrasted with similar climatological studies available in the literature. The differences in the climatologies are discussed in light of differences in the algorithms and the spatial variability of fold frequency.


11.11: Extratropical Ridges and Troughs (Rossby Waves) - Geosciences

A multiple linear regression equation is developed to predict the Indian summer monsoon rainfall using these indexes and the empirical relations are verified on independent data.

The CGCM reasonably well reproduces the observed ENSO-related interannual variability of the tropical circulation system. Its main deficit is associated with a westward displacement of simulated SST variability. There is an underestimation of precipitation around the Philippines. Differences are found between the CGCM and the AGCM in the variability over the Indian monsoon region. The AGCM responds well to the prescribed SST anomaly in the Pacific. It behaves erroneously over the Indian Ocean. This may be related to the fact that the AGCM is only responding to the prescribed SST fields, while the CGCM includes two-way atmosphere-ocean interactions.

In the strong phase of the TBO, the area of relatively strong monsoon convective maximum over South Asia in the spring to summer season moves southeastward to Indonesia in the autumn to winter season. This movement superimposes on its climatological seasonal cycle. It suggests that the northern winter monsoon convection tends to be strong around Indonesia to northern Australia when the summer Asian monsoon is strong. The anomalous state of the air-sea coupled system in the Pacific sector which forms in the summer season, seems to dissipate from its eastern edge. This occurs by a local atmosphere-ocean coupling process through a large scale Walker circulation.

A well defined east-west oriented trough system, extending from about 28 degrees N Latitude/65 degrees E Longitude to 20 degrees N Latitude/90 degrees E Longitude, in the lower levels, has been the main feature associated with the strong phase of the monsoon corresponding to PC I. The trough in the lower levels is more marked in the eastern half compared to the western half in both the sets of charts associated with strong phases of the monsoon related to the PC II and PC III. With PC II, the position of the troughs in the lower levels is further north of its location in PC III. The east-west trough system associated with the strong phase of PC IV has a large southward tilt with height. The charts corresponding to the weak phases of these PCs have synoptic features, such as the position of the trough close to the foothills of the Himalayas, and the shifting of middle and upper tropospheric anticyclones to the south.

An inquiry into circulation and precipitation data indicates that it was the intraseasonal variability of the monsoon system that brought the above-normal rainfall over India. Furthermore, it is shown that the 1997 El Nino not only suppressed the large-scale Asian monsoon circulations, but also produced a convectively unstable area off the east coast of Somalia through the modifications in sea surface and lower tropospheric conditions. Anomalous convection was triggered, amplified over this area, then intruded northward to the Indian subcontinent as it propagated eastward.

Part II investigates these relations further. Time-lag correlations are calculated between the key indices and atmospheric variables over the equatorial Indo-Pacific Oceans. If type II years, derived by the WAI, are removed from the 34-year time series, correlations between the TOI and these variables increase appreciably, now showing clearly the biennial character. The analysis identifies a sequence of events involving biennial oscillation of the ENSO-monsoon system from approximately JAS(-1) to JAS(0), followed by intensification of the ENSO from JAS(0) to November-December-January(+1). The ENSO-monsoon oscillation system is not sinusoidal but skewed.

The results of composite and individual analyses of TBB anomalies show that the interannual variability of the convective activities associated with the summer monsoon in East Asia is large and has a close relation to the thermal distribution of SST anomalies in the tropical Pacific, especially in the western Pacific warm pool. In the sumner with ENSO-like distribution of SST anomalies in the tropical Pacific, the convective activities are weak around the Philippines, then the convective activities are intensified and the summer monsoon rainfall is strong in the area from the Yangtze River basin and the Huaihe River basin in China to Republic of Korea and Japan. On the contrary, in the summer with anti-ENSO-like distribution of SST anomalies in the tropical Pacific, the convective activities are strong around the Philippines, then the convective activities are weakened and the summer monsoon rainfall is weak in the area from the Yangtze River basin and the Huaihe River basin to Republic of Korea and Japan.

The moisture balance over a domain bounded by 20-40 degrees N and 110-125 degrees E (Area-C, main part of China) indicates that the moisture flux convergence within this domain is mainly due to the southerly moisture inflow across the southern boundary. The precipitation in this domain increases in the early June with the abrupt increase of the southerly moisture inflow. The precipitation within this domain is highly correlated with the southerly moisture inflow crossing 20 degrees N.

To relate the southerly moisture flow into Area-C with the moisture balance in the tropical zone, the moisture balance in a domain bounded by 0-20 degrees N and 110=125 degrees E (Area-S, the South China Sea including the monsoon trough region) is further studied. The variation of the cross-equatorial moisture inflow in Area-S is significantly smaller than that of the moisture efflux across the northern boundary of Area-S. In Area-S, the strong correlation is found between the zonal moisture flux convergence and the southerly moisture flux across the 20 degrees N latitude circle. This zonal moisture flux convergence is seen within the monsoon trough region between the monsoon westerly and the easterly flux in the southern rim of the Pacific subtropical anticyclone. The monsoon trough region plays the role of the channel to transport the moisture from 0-20 degrees N zone toward north, although Area-S itself is not a moisture source region. The west-east intraseasonal oscillation of the monsoon trough, monsoon westerly and the North Pacific subtropical anticyclone have strong influence on the precipitation and westerly moisture transport over China.

The annual-cycle (1 yr) variance time series of Nino3 SST and Indian rainfall is negatively correlated with the interannual ENSO signal. The 1-yr variance is larger during 1935-60, suggesting a negative correlation between annual-cycle variance and ENSO variance on interdecadal timescales.

In agreement with observations, the simulated intraseasonal monsoon activity is mainly described by irregular alternations of active spells and break spells associated with fluctuations of the Tropical Convergence Zone (TCZ) between a continental and an oceanic regime. In the model, the spatial characteristic of the intraseasonal monsoon variability is a robust feature which is primarily related to an internal mode of variability of the system, rather than to a response to land-surface feedbacks. Experimentation indicates that the simulation of northward propagating events, related to transitions in the regime, does not require the inclusion of interactive surface hydrological processes. This suggests that the transitions are also mainly related to internal atmospheric dynamics.

1) Interannual variation. Based upon the SST averaged over the National Oceanic and Atmospheric Administration NINO3 region (150 degrees-90 degrees W, 5 degrees S-5 degrees N), the summers of 1982, 1983, 1987, and 1991 and 1981, 1984, 1985, 1988, 1989, and 1994 are defined as warm and cold, respectively. A clear interannual variation can be seen in the frequency of monsoon depressions in the Bay of Bengal: an enhancement (reduction) of monsoon depression activity occurs during cold (warm) summers. This interannual variation of monsoon depression activity is traceable to the corresponding variation of the combined tropical cyclone and 12-24-day monsoon low frequency in the south China Sea. The latter interannual variation results from the development of ananomalous anticyclonic (cyclonic) circulation between 15 degrees and 30 degrees N in the WTP-SCS region in response to the warm (cold) SST anomalies in the eastern tropical Pacific.

During winter (November-February), the equatorward-flowing East India Coastal Current in the western Bay of Bengal and westward-flowing North Equatorial Current in the southern Bay bring low-saline waters into the south-eastern Arabian Sea, causing a haline stratification within the near-surface isothermal layer. During December-April, the positive surface-wind-stress curl and the associated Ekman divergence shoals the pycnocline. A south-westward propagating mode-2 Rossby wave from off south-west India seen in satellite-derived mean sea level and model solutions also modulates the underlying pycnocline. During the pre-summer monsoon season, under clear skies and light wind conditions, the radiative heat input overwhelms turbulent heat losses at the air-sea interface, and the net surplus heat energy is absorbed in a shallow haline stratified near-surface layer, resulting in the formation of the observed mini-warm pool.

The first mode is characterized by an increase in large-scale cloud over India and the subtropical western Pacific until mid-August. The second mode depicts large-scale cloud variations associated with the East Asian rainband referred to as Mei Yu and Baiu. This mode is associated with the development of summer monsoon circulation: a low pressure system over the Asian continent and a subtropical high over the Pacific. The third eigenmode is characterized by zonal cloud hands from northern India crossing the Korean peninsula to Japan, aad dryness over the oceans in the south of cloud bands. This mode is related to the mature phase of Changma rainy season in Korea associated with the northward movement of cloud bands and circulation systems from the subtropical western Pacific. This mode appears as a first principal mode of climatological intraseasonal oscillation (CISO) over the entire Asian monsoon region. The CISO mode has a timescale of about 2 months.

Normalized daily precipitation time series are analyzed between 1951 and 1990 for 85 observation stations to develop criteria that describe general rainband characteristics throughout China. Rainfall is defined to be "heavy" if the daily value at a given location is greater than 1.5% of the annual mean total. Heavy precipitation is then shown to be "persistent" and is thus identified with the rainband when the 1.5% threshold is exceeded at least 6 times in a 25-day period. Finally, rainband initial (final) dates are defined to immediately follow (precede) a minimum period of 5 consecutive days with no measurable precipitation. A semiobjective analysis based on the above definitions and rainband climatology is then applied to the time series to determine annual initial and final dates.

Analysis application produces results that closely correspond to the systematic pattern observed across China, where the rainband arrives in the south during May, advances to the Yangtze River valley in June, and then to the north in July. Rainband duration (i.e., final - initial + 1)is approximately 30-40 days while total rainfall decreases from south to north. A significant positive correlation is found between total rainfall and duration interannual variability, where increased rainband precipitation corresponds to initial (final) dates that are anomalously early (late). No clear trends are identified except over north China, where both duration and total rainfall decrease substantially after 1967.

The most remarkable change in the onset period of the Asian summer rainy season over the Indian Ocean and the Southeastern Asia is the rapid displacement of the major precipitation areas from the equatorial zone to the Indochina Peninsula and Indian subcontinent. The notable change in the onset phase of the rainy season over East Asia is the formation of a precipitation belt, which corresponds to the Meiyu and Baiu frontal zone.

In order to realize the relation between the variations of the precipitation with the those of the low-level circulation, several major circulation systems (CSs) in the lower troposphere are defined. Among them, the variations of the clockwise circulation centered over the Indian Ocean (CS-3) and a cyclonic circulation over the northern part of the Indian subcontinent (CS-6) are closely related with variations of the Indian monsoon rainfalls, while the cross-equatorial flow from the Australia anticyclone (CS-4) and the circulation around the North Pacific subtropical anticyclone (CS-5) are the major systems related with the East Asia rainfalls.

Due to attenuated Walker circulation in response to a warm episode, convection is suppressed over the northern tropical Indian Ocean and the maritime continent from the preceding winter to spring. The suppressed tropical convection in the preceding spring generates anomalous cyclonic circulation to the west of the Tibetan Plateau as a result of the Rossby-type response to convective heating off the equator. The convection-induced anomalous cyclonic circulation accompanied by large-scale ascending atmospheric motion contributes substantially to increased rainfall and greater soil moisture, thus resulting in decreased land-surface temperature over central Asia to the northwest of the Indian subcontinent. On the other hand, warm SST anomalies are initially introduced over the tropical Indian Ocean in late spring prior to the onset of the monsoon due to the changes in the surface heat flux and/or dynamic response of the ocean to wind forcing, in intimately association with pronounced in situ low-level northeasterly wind anomalies and less cloud cover. Both these different physical processes in the land and ocean areas are crucially responsible for reduced land-ocean thermal contrast (or reduced meridional tropospheric temperature gradient), eventually bringing about the weakening of the Asian summer monsoon. The reverse situation is quite true for strong monsoon years. Once the summer monsoon becomes weak (strong) at its early stage due to these processes, the initially induced warm (cool) SST anomalies over the tropical Indian Ocean are further intensified.

(1) During the Asian summer monsoon season, the prescribed deep heat sources in the southern part of Asia form the Tibetan High, the monsoon trough, the low-level circulation over South Asia, and furthermore, the downward motion in the western part of the Eurasian Continent. The heat sources near the surface over central Asia also induce downward motions aloft.

(2) In early summer (June), the deep heat sources in the southern part of Asia tend to form southwesterly low-level flows and upward motion southeast of Japan. Those are considered to be the background for the Baiu formation in East Asia as well as heat lows produced in the southern part of Asia. The mid-latitude heat sources associated with the Baiu precipitation produce a low-level jet south of that.

(3) Climatological seasonal change from early summer (June) to mid-summer (July) is characterized by an air temperature increase in the whole Northern Hemisphere and a northward shift of a weakened westerly jet. When in the model a zonal mean field in June is replaced by that in July, the major characteristics of the seasonal change are obtained qualitatively low-level jets and upward motion areas in South Asia and East Asia shift from the ocean side of the coasts toward the land side. This change of vertical motion is consistent with the seasonal change of deep heat sources from June to July.

(4) The climatological seasonal change from mid-summer (July) to late summer (August) is characterized by enhanced convective activity in the extended area of the subtropical western Pacific. When deep heat sources in July are replaced by those in August over the western Pacific only, the major characteristics of the seasonal change over the Pacific and the Indian Ocean are obtained. The expansion of the Tibetan High at the upper-level and the Pacific High at low-level over Japan is also simulated by the seasonal change of the western Pacific heat sources only.

Results indicate that ocean basin-scale SST anomalies exert a stronger control on the interannual variability of the monsoon compared to GW anomalies. The impact of SST anomalies on the monsoon appears nonlinear with respect to warm and cold events. The monsoon is weakened during the warm events but changes less noticeably during the cold events. The diminution of monsoon circulation associated with the warm SST anomalies is accompanied by a broad-scale reduction in water vapor convergence and monsoon rainfall.

Results also indicate that, following wet land surface conditions (enhanced snow and soil moisture) in the Asian continent during previous cold seasons, the summer monsoon becomes moderately weaker. Antecedent land surface processes mainly influence the early part of the monsoon. Wetter and colder conditions occur in the Asian continent during warm SST events. This results in reduced land-sea thermal contrast, which reinforces the weak monsoon anomalies produced initially by warm SST forcing. These interactive forcings are also responsible for the changes in the winter-spring westerlies over subtropical Asia, which are key precursory signals for the subsequent summer monsoon.

Variations in lapse rate or vertical stratification through the depth of the troposphere are found to occur mainly between active and break periods, rather than on a day-to-day basis. This is interpreted as being due to mid-tropospheric temperature being adjusted by dynamical processes over large scales rather than in situ response to localized convection. Between active and break periods large changes occurred in midtropospheric moisture. Variations in convective activity are well related to variations in lower and middle tropospheric moisture content. The break coincided with a drying due to large-scale horizontal advection.

Convective activity is weakly but inversely related to convective available potential energy variations. Day-to-day variations in CAPE are dominated by variations in equivalent potential temperature of the source level (boundary layer) air. The physical effect is one of changing the moist adiabat along which the air parcel rises. In temperature-log pressure space, moist adiabats diverge in the upper half of the troposphere. Since CAPE variations are dominated by changes in the moist adiabat of the rising parcel, the day-to-day CAPE changes occur almost totally in positive area variations above the 600-hPa level.

We have compared our results of monsoon studies at a resolution T255 with those at resolution T62. The transform grid separation at the resolution T255 is approximately 50 km and at the resolution T62, it is approximately 200 km. We find that the model at the higher resolution (T255) performs better and has more realistic energy conversions for the convectively driven synoptic scale monsoon.

Monsoon transitions in the model, as depicted by the abrupt meridional movement of the axis of maximum vertical motion from equator to northern latitudes, occur during 16-20 May for the East Asian Monsoon (EAM) and 1-5 June for the South Asian Monsoon (SAM) regions. The necessary stability criterion for dry (moist) SI over the EAM and SAM regions reveals a sudden cross equatorial advection of negative dry potential vorticity (DPV) and moist potential vorticity (MPV) into the summer hemisphere five to ten days preceding the model monsoon transition. This causes dry and moist SI. Maximum shift of the zero line of DPV and MPV (dry and moist symmetrically unstable regions) happens subsequent to monsoon transition. Simplified analysis of the potential vorticity (PV) budget equation reveals that the lower tropospheric negative PV advection into the summer hemisphere is largely governed by the dominance of vertical differential diabatic heating over horizontal differential diabatic heating.

Temporal variations of kinetic energy of wavenumber 2 over Region 1 and Region 2 are almost identical. The correlation matrix of different time series shows that (i) wavenumber 2 over Regions 1 and 2 might have the same energy source and (ii) there is a possibility of an exchange of kinetic energy between wavenumber 1 over Region 1 and short waves over Region 2. Wave to wave interactions indicate that short waves over Region 2 are the common source of kinetic energy to wavenumber 2 over Regions 1 and 2 and wavenumber 1 over Region i. Time spectral analysis of kinetic energy of zonal waves indicates that wavenumber 1 is dominated by 30-45 day and bi-weekly oscillations while short waves are dominated by weekly and bi-weekly oscillations.

A case study of 1989-90 South American summer monsoon (SASM) reveals the following characteristics.

1) In late spring, the onset of SASM is signaled by an abrupt merging of the upper-tropospheric double westerly jets, one in the subtropics and the other in the subpolar region, into a single jet in the midlatitudes. This is followed by the establishment of a vortex to the southeast of Altiplano and occurrence of heavy precipitation over subtropical eastern Brazil.

2) During the mature phase of SASM, the heavy rainfall zone moves over the Altiplano Plateau and the southernmost Brazilian highland. The fully established SASM features are the following: (a) an enhancement of equatorial North Atlantic trade wind, which emanates from the Sahara high and crosses the equator over the South American continent (b) a buildup of strong northwesterlies along the eastern side of the tropical Andes and (c) development of the South Atlantic convergence zone in the southernmost position with strong convective activity. Meanwhile, the upper-tropospheric return flow emerges from an anticyclone formed over the Altiplano Plateau, crosses the equator, and sinks over northwestern Africa.

3) The withdrawal of SASM in late summer is signaled by the resplitting of the midlatitude westerly jet. At the same time, the low-level northwest monsoon how diminishes, reducing the moisture supply and leading to the termination of heavy precipitation over the subtropical highland.

Results also show that the above-mentioned characteristics of SASM are clearly linked to the tropospheric temperature changes over the central South American highland. Sensible versus latent heating over the highland are bound to play an important role in the evolution of SASM.

Furthermore, distinct precursory signals, including the Eurasian snow in winter and soil moisture anomalies in spring, have been found in the pre-monsoon seasons of weak and strong monsoon years. There is a sharp contrast between weak and strong monsoon years excessive snow over Eurasia south of 50 degrees N in winter and the increased soil moisture in spring are found prior to weak summer monsoon. These results are consistent with evidence found in observational data analyses and some model experiments. A detailed analysis of surface heat budget shows that snow-albedo feedback dominates over the Tibetan Plateau. On the other hand, to its west in the central Asia, the relatively lower land, the effective cloud albedo anomalies due to excessive rainfall and surface evaporation influence the surface conditions.

The synoptic structure of the 30-60 day mode is similar in all years and is shown to be intimately related to the strong ('active') or weak ('break') phases of the Indian summer monsoon circulation. The peak (trough) phase of the mode in the north Bay of Bengal corresponds to the 'active' ('break') phase of monsoon strengthening (weakening) the entire large scale monsoon circulation. The ISOs modulate synoptic activity through the intensification or weakening of the large scale monsoon flow (monsoon trough). The peak wind anomalies associated with these ISOs could be as large as 30% of the seasonal mean winds in many regions. The vorticity pattern associated with the 30-60 day mode has a bi-modal meridional structure similar to the one associated with the seasonal mean winds but with a smaller meridional scale. The spatial structure of the 30-60 day mode is consistent with fluctuations of the tropical convergence zone (TCZ) between one continental and an equatorial Indian Ocean position. The 10-20 day mode has maximum amplitude in the north Bay of Bengal, where it is comparable to that of the 30-60 day mode. Elsewhere in the Indian Ocean, this mode is almost always weaker than the 30-60 day mode. In the Bay of Bengal region, the wind curl anomalies associated with the peak phases of the ISOs could be as large as 50% of the seasonal mean wind curl. Hence, ISOs in this region could drive significant ISOs in the ocean and might influence the seasonal mean currents in the Bay.

Based on the criteria defined in this paper for the SCS summer monsoon onset, the average onset date over the SCS from 1979 to 1995 is around the fourth pentad of May. The airflow and general circulation over the SCS changes dramatically after the onset. The ridge of the subtropical high in the western Pacific in the lower troposphere weakens and retreats eastward from the SCS region with an establishment of westerly winds over the whole region. During the SCS monsoon onset, the most direct impact in the vicinity of the SCS are the equatorial westerlies in the Bay of Bengal through their eastward extension and northward movement. An indirect influence on the SCS onset is also caused by the enhancement of the Somali cross-equatorial flow and the vanishing Arabian High over the sea the latter may be a signal for the SCS onset.

The warming over the Tibetan Plateau from spring to summer is found in the 200-500 hPa thickness data on about 15-day intervals. Of importance is the observational evidence that the warming phase over the Tibetan Plateau around mid-May is concurrent with the early onset of the SEAM. Thus, the thermal contrast between the Tibetan Plateau and the adjacent ocean is likely to induce the acceleration and eastward extension of the low-level monsoon flow, causing the abrupt commencement of the SEAM including onset of the South China Sea monsoon (SCSM). This relationship between low-level wind over the key region (10 degrees-20 degrees N, 80 degrees-120 degrees E) and 200-500 hPa thickness over the Tibetan Plateau is also confirmed based on the correlation analysis in the interannual variabilities.

(1) In the northern winter, the SCS SSTA are quite sensitive to the longitudinal shift of global wind anomalies associated with the equatorial Pacific SSTA. This fact is related to that the SCS SSTA and the neighbor SSTA have strong biennial oscillation.

(2) When the global wind anomalies are shifted eastward in the winter (BO-type years), the tropical eastern Pacific SSTA tend to change in the following spring. On the other hand, when those wind anomalies are shifted westward (LF-type years), the eastern Pacific SSTA tend to be maintained through the year. The associated differences between the BO and LF-type years are found in the seasonal change of the low-level tropical wind anomalies from the preceding summer through winter.

The CISO results from a phase-locking of transient intraseasonal oscillation to annual cycle. It exhibits a dynamically coherent structure between enhanced convection and low-level convergent (upper-level divergent) cyclonic (anticyclonic) circulation. Its phase propagates primarily northward from the equator to the northern Philippines during early summer (May-July), and westward along 15 degrees N from 170 degrees E to the Bay of Bengal during August and September.

The propagation of CISO links monsoon singularities occurring in different regions. Four CISO cycles are identified from May to October. The first cycle has a peak wet phase in mid-May that starts the monsoon over the South China Sea and Philippines. Its dry phase in late May and early June brings the premonsoon dry weather over the regions of western North Pacific summer monsoon (WNPSM), Meiyu/Baiu, and Indian summer monsoon (ISM). The wet phase of Cycle II peaking in mid-June marks the onsets of WNPSM, continental ISM, and Meiyu, whereas the dry phase in early to mid-July corresponds to the first major breaks in WNPSM and ISM, and the end of Meiyu. The wet phase of Cycle III peaking in mid-August benchmarks the height of WNPSM, which was followed by a conspicuous dry phase propagating westward and causing the second breaks of WNPSM (in early September) and ISM (in mid-September). The wet phase of Cycle IV represents the last active WNPSM and withdrawal of ISM in mid-October.

The analysis identifies centers over the central and eastern Indian Ocean, and western Pacific Ocean, along the equator, and along 15 degrees N, where seasonal mean cloud amounts range from 40% to 80% with cloud tops mostly in the middle and upper troposphere. Intraseasonal variability of clouds is also large over these centers (% variances >25%). Consistently, seasonal mean cooling rates are at a maximum (3 degrees-5 degrees C day(-1)) in the upper troposphere between 300 and 400 mb, related to cloud-top cooling. The cooling rates below 400 mb are between 1 degrees and 3 degrees C day(-1). The cooling rates exhibit intraseasonal amplitudes of 1.0 degrees-1.5 degrees C day(-1). The largest amplitudes are found between 300 and 500 mb, indicating that cooling rate variability is directly related to intraseasonal variability of convective clouds. Spatial distributions of clouds and cooling rates remain similar during the 1984 and 1987 summer seasons. However, during 1987, intraseasonal amplitudes of deep convective cloud amount and cooling rate over the Indian Ocean are 10%-15% larger than in 1984.

A Mobile Wave CISK (MWC) form of interaction between the large scale monsoon and the transient circulations associated with the Madden Julian Oscillation (MJO) is projected as a viable physical mechanism for the northward movement of low frequency modes. It is demonstrated that the effective low level convergence, following such an interaction, tends to shift northward relative to the site of interaction. This enables the heating perturbations to be displaced northward which in turn causes the secondary circulations and wind perturbations to follow. The essential criterion for the occurrence of a prolonged northward propagation of the low frequency modes is that the heating perturbations should phase lead the wind perturbations at all times.

An examination of the psi-chi interactions on the 30-50 day time scale reveals that the conversion from the transient divergent motions to rotational motions is quite intense (feeble) in the strong (weak) monsoon differential heating experiments. Because of the closer proximity to the monsoon heat source and also due to the latitudinal variation of earth's rotational effects, the psi-chi interactions tend to be more pronounced to the north of 15 degrees N while they are less robust in the near equatorial latitudes.

The regularity of the monsoonal modes is found to depend on the strength of the monsoon differential heating and also on the periodic behaviour of the equatorial intraseasonal oscillations. The monsoonal modes are quite steady and exhibit extreme regularity in the presence of a weak north-south differential heating provided the equatorial forcing due to the MJO varies in a periodic manner. This result supports the findings of Mehta and Krishnamurti (1988) who found greater regularity of the 30-50 day modes during bad monsoon years.

The results of the experimentation suggest that, at least for the test cases of 1983 and 1984, the modulation of the Walker circulation, with implied additional subsidence over the eastern hemisphere, is the dominant mechanism whereby the Asian summer monsoon is weakened during El Nino years. However, the late onset during El Nino years may also be associated with the complementary cord SST anomalies in the west Pacific which delay the northwards transition of the TCM. During La Nina, the modulation of the Walker circulation appears not to be the controlling factor which determines the stronger monsoons. The UGCM results suggest that the complementary warm SST anomalies in the west Pacific enhance the TCM, and it is this in situ response by the TCM that leads to an early onset and stronger monsoon. The importance of warm anomalies in the west Pacific in the development of a strong monsoon has been investigated further through a case-study of the 1994 season. The year 1994 was an El Nino year in which the monsoon was unexpectedly active, but which was also marked by warmer than normal SSTs in the west Pacific.


3 Early, Mature, and Decay Stages of CCKWs

3.1 Phase Speeds and Local Zonal Flows

Table 2 shows the mean phase speed for each set. The mean velocity value obtained from the objective algorithm (see Part I) for the entire integration period is smaller than the computed speed for any of the stages. In other words, the “ideal CCKW” propagates slightly faster than the “mean CCKW,” and this is simply a correction to the objective algorithm calculation, which computes speeds for every time step (unless there is a jump from one wave to another) regardless of the wave intensity. In relative terms, the increase in speed ranges from 2.8% for the OBS aquachannel case to 16.0% for the OBS HR aquapatch.

Aquachannel HR Aquapatch Nested Aquapatch
CTRL OBS CTRL OBS CTRL OBS
Algorithme 19.11 16.58 15.32 11.12 17.57 12.53
Stage early 20.70 16.60 16.85 12.87 20.10 13.43
Stage mature 19.78 16.91 16.53 12.31 19.33 14.29
Stage decay 20.76 17.64 18.17 13.53 20.71 15.41
Mean over three stages 20.41 17.05 17.18 12.90 20.05 14.38

Interestingly, the phase speed at the dissipation stage is slightly greater than for the other two stages. The difference ranges from 0.06 m/s to 1.98 m/s, and the mean increase over the 12 deviations is 1.06 m/s (6.77% faster). Comparing decay versus mature stages, these results could be explained by the static stability theory for reduction of CCKW speed described in the introduction: there is less moisture and precipitation for the weakening wave compared to those at its peak intensity, resulting in a weaker coupling between dynamics and convection, which results in a faster motion. But on the other hand, such an argument could not be used to explain the difference of phase speeds between decay and strengthening stages, provided that they both have similar convective development.

To address a possible connection between dynamical processes and these speed differences, we constructed the mean equatorial zonal flow for each of the stages. Figure 2 depicts the vertical profiles for the CTRL and OBS aquachannel simulations. There are no significant differences when considering zonal means for the entire domain ([U], dotted curves). The nearly identical [U] values for the three stages mean that domain-scale flow varies little with CCKW activity. Subsets of the equatorial zonal wind are also shown in two other longitude segments: at the CCKW axis (UCCKW, solid curves) and as a zonal mean but restricted to a 4000 km width containing the axis ([U]CCKW, dashed curves). A clear and interesting feature arises in the zonal flow within the CCKW as it evolves: the local equatorial flow in the troposphere changes progressively from a positively to a negatively sheared structure. In low levels, easterlies become westerlies between 7 and 13 km, the opposite takes place. This transition occurs between the early and mature stages, and the mature structure is maintained until wave decay. The shear above the tropopause has the opposite sign as below and is also greatly affected in the early to mature transition. Similar results were found in the four remaining simulations (not shown).

We subsequently analyzed the possibility of a connection between the local low-level flow within a CCKW and its phase speed: at the early stage, the CCKW propagates slightly slower than at the decay stage, and it is characterized by more low-level westerly/less easterly flows than at the decay stage. A low-level vertical integral was computed between 1000 and 700 hPa for both local flows, <[U]CCKW> and <UCCKW>, and these were compared with the CCKW phase speeds for the six simulations, and for the three stages of the life cycle, but no clear correlation pattern were found (not shown). La conclusion est que tout au long de l'évolution du CCKW, les changements dans le flux zonal local sont beaucoup plus importants que les changements dans les vitesses de propagation.

3.2 Structures spatiales

Les figures 3 à 7 montrent la structure composite des différentes étapes du cycle de vie du CCKW pour l'OLR, le vent zonal, la pression et l'énergie statique humide (mse) de la simulation OBS aquachannel (des résultats très similaires ont été obtenus pour le cas CTRL de plus, nous n'analysons pas les composites pour les simulations aquapatch puisque dans la partie I nous avons montré qu'il y a une distorsion partielle du signal CCKW). Comme dans la partie I, la moyenne zonale a été soustraite au champ pour améliorer le signal CCKW, mais elle est toujours représentée sur la partie gauche de chaque parcelle. Pour chaque cas, quatre tracés sont présentés correspondant au composite « de tous les temps » (calculé à l'aide de l'algorithme objectif tout au long de la simulation, comme dans la partie I), suivis des composites pour les stades de renforcement, de maturité et de dissipation, respectivement. Contrairement à la partie I, nous nous concentrons ici uniquement sur les variables qui montrent des différences significatives entre les composites des étapes et/ou le composite de tous les temps.


Voir la vidéo: Internal Waves Dead Water Effect