大気物理学IV —中層大気の気象学—

大気物理学IV —中層大気（成層圏・中間圏）の気象学—
対流圏（普通）の気象との対比をすると理解しやすいかも
ー＞対流圏は水が絡んだ条件つき不安定大気
新進の大学士たちは気圏のいちばんの上層
きらびやかな氷窒素のあたりから
すてきな化石を発掘したり
−宮沢賢治−
成層圏は：
鉛直方向には安定大気 —＞波動的な振る舞いが卓越
地球大気ではオゾン層があること—＞太陽放射が直接に影響し
対流圏とは異なる独自の風系をなしている。
１章：基礎方程式と場の形
-時間の相も含めての道具-
大気の物理場のありようを眺め、対流圏から中層大気にひろげること
ー＞流体の方程式による解釈という方法（とくに線形化との対応）
対流圏での、対流とか低気圧ー＞重力波とか惑星波動
２章：成層圏の大循環について、ここでは東西平均した成層圏のありよう
対流圏と異なる、成層圏特有の風が吹いている
大循環の整理と問題点
赤道域と中高緯度の違い — ＞赤道はコリオリ＝０、中緯度はコリオリが卓越
—＞東西に非—様な場で、重力波や惑星波動のような擾乱が重要で、様々の面白い
現象がおこっているので、素過程の理解へ
３章：大気波動の性質（重力波を例にとって）
４章：波と平均風の相互作用の基礎
2003年9月11日のオ
ゾンホール（全オゾン
の分布）
５章： Rossby 波動（大規模な波動）について
６章：重力波の観測
７章：赤道域の現象
８章：準２年振動と半年振動について
９章：中層大気中の傾圧不安定や順圧不安定、Kelvin-Helmholz不安定
１０章：成層圏突然昇温をめぐって
１１章：オゾンホール
１２章：捕捉波など
１３章：大気潮汐
第１章：基礎方程式と場の形
-時間の相も含めて気象を眺める道具-
１−１：基礎方程式
あヽいヽなせいせいするな
風が吹くし
-宮沢賢治夏季の海面気圧場(hPa)を示す、高気圧や低
気圧が場として表現
運動にからむ基礎方程式を述べることにします。詳しくはHolton の
An Introduction to Dynamic Meteorology 等を参照。式だけ書い
ておきます．中層大気も連続体近似として、流体力学の方程式に
よって流体の運動を議論します。
基本の式が数個である
＜−＞水や化学成分をあつかうと個々の物質の連続の式が成分と
して増えていく
ー＞大気を連続媒体と見なして場の変化の方程式を作る。そこで
は，大気の運動を表す流体の速度が必要である。これは v = v
( x, y, z, t ) と表され、場の関数である。さらに２つの熱力学量が必
要である。例えば圧力 p = p ( x, y, z, t ) と密度 ρ = ρ( x, y, z,
t ) が必要である。この５つの量で流体の状態は完全に決定される
と書いてある。それで例えば温度 T = T ( x, y, z, t )は状態方程
式から決まる。
中層大気までは空気はよくまざっていて、１つの密度（または温度）、
圧力でいいであろう。
ー＞オゾンなどは別にあらわす
2002年9月
25日の全
オゾン分
布
大気化学成分の１つであるオゾンなども場の関
数として現すとわかりやすいかも？
2002年は変動パターンが普段と異なる
方程式： <ーこれの変形をつかって説明すること
大気は浅い
連続の方程式は質量の保存則を述べたもの。すなわち、ある体積中（固定）
の流体の質量 ρｄＶの単位時間あたりの変化はその体積中に流れこむ
（又は流れでる）質量流速に等しい。場の量の式で表すと、

(1)
t
 div (  v )  0
運動方程式は種々の近似をして以下のよう。
(2)
d
は流体粒子に
dt
du uv
1 p

tan   
 2v sin   Fx
dt
a
 x

(3)
(4)
dv u2
1 p

tan   
 2u sin   Fy
dt
a
 y
dw
1 p

g  Fz
dt
 z
ハリケーンElena, 1985/9/2
理想気体（大気）の状態方程式、 R = 287 J / kg / K
RT
p   RT  
熱力学の方程式：
気象学では種々の非断熱過程（例えば潜熱放出や放射による）が重要である
これらが流れについての基礎方程式である．非線形の方程式なので、
直接解くときは数値計算をする。講義では線形的な理解が主
p
  g
z
dT
dp d' Q


(6)
dt
dt
dt
 T(
断熱運動では温位が保存される。cpは定圧比熱( = 1004 J / kg / K )
現況の大気大循環モデルでは(4)を静力学平衡
にして、式を解いている。
cp
(5)
p0 R / cp
)
p
変形して->
cp
dlnT
dln p
dln d'Q
R
 cp

dt
dt
dt
Tdt
Log-p座標系での運動方程式：
水平Scale が１０ｋｍ程度の対流や内部重力波については鉛直方向の加速度もきちんと考慮した方程式で議論するが、
数１０ｋｍ程度以上では基本場といわず擾乱についても静力学平衡の式をつかう。擾乱についても静力学平衡がなりた
つ時には，よく圧力座標が用いられる．
対流圏のみの議論ではp−座標系が用いられる。しかし中層大気の議論では有限の範囲に閉じ込めた p−座標系ではわ
かりにくい。圧力は高さに対して近似的に exp 的に減少するので次のような log-p 座標系を導入する（ Holton参照）。
z   Hln (p / p 0)
w 
dz
H dp
  p
dt
dt
ここでp0 は基準圧力（1000mb＝100kPaにとる）、H = R T0 / g で T0 は全球平均の温度である。
u
u
u
u uv tan

u
v
w

 2v sin  
t
x
y
z
a
x
v
v
v
v uutan

u
v
w

 2u sin  
t
x
y
z
a
y

RT

H
z
u
v
w
w



0
H
x
y
z
dQ
2


 
R dt
(
u
v
)
 wN 
H cp
 t
x
 y  z
N2 
R T
R T

(

)g
ln 
H z
cp H
z
圧力項が簡単、高度場の鉛直微分が温度に比例する、連続の式

が密度変化を考慮した非発散の形、熱力学の鉛直項が浮力振動
数の２乗の形になっている。
観測で評価されたN2=浮力振動数２の値の図：
対流圏と成層圏の値で、上が成層圏で下が
対流圏、成層圏の方が値が大きい。Tsuda et
al., JGR, 1991
成層圏は水がほとんどない安定な大気
ー＞振動する
ー＞その振動が空間的に広がる波動が重
要となる
１−２：大気の基本的な構造と方程式との関係
高度
図は、圧力，密度、（および温度）で、地球の標準大気と
呼ばれる平均的な鉛直構造を示している．
圧力ｐ，密度ρについて高さとともに exp(-z/H) 的に減
少
静力学平衡と理想気体から
p
p
p
  g  
g 
z
RT
H
—＞密度は中層大気においては薄くなる—＞擾乱の速

度の振幅が大になる：
u v w w
 
 0
鉛直伝播可能な波のときは、
x y z H
があるため線形の擾乱の振幅は
z
exp( )exp(imz)
2H
のようになる。ここで、Hはスケールハイト、mはある実数
で、擾乱の速度はexp的に大きくなる

波に伴う温度の振幅も同様に大—＞波が壊れるように
なる、wave breaking（３章で議論）
（簡単には、波の鉛直温度勾配 dT’／dzが大きくなり、
対流の条件である乾燥断熱減率 -ｇ／Cｐをこえる）
全球平均の温度構造
地表は約２９０Ｋになっていて，それから温度勾配は約
６．５Ｋ／ｋｍ程度でー様に減少
＜ー対流圏
この領域では水とからんだ対流が起こる
＜ー約１１ｋｍまで（全球平均で）
熱帯域では１６kmくらいまで高度とともに線形的に減少
している
T（z）＝T（０）−Γz
—＞この式を、熱帯対流圏の高度を熱力学的に決める
ときに使ってみる（Held, 1982）
１１〜２０ｋｍはほぼ等温的な層になっている．そこらあ
たりからを成層圏ー＞より高い層は高度とともに温度
上昇
対流圏と成層圏の境界は対流圏界面と呼ばれる、２℃
／km以下の温度減率がおこる最低のlevelが対流圏界
面：極域では約9ｋｍ，赤道域では約１６ｋｍ．緯度によ
り高度が異なることー＞それぞれのでき方の問題
約50ｋｍ〜約85ｋｍは中間圏高度、高さとともにゆるや
かに温度降下
ー＞水を考えなければ、極端には等温大気=N2一定
惑星波動
基本状態を緯度方向にも広げてみてみる
緯度／高度を決めて，東西方向に地球を—周した平均の
図：93年の1月の平均を示す。
圏界面
実線が温位θを、点線が温度である。
緯度で異なる対流圏の高さものっている。
図から想像できるように、
大きい（より安定）、
d
dz
N2  g
は成層圏で

ln 
z

対流圏／成層圏の区分の概念図：物理過程ものっ
ている。
熱帯域と中高緯度とは力学過程が異なる様相
物理的には温位の方が力学的に断熱で保存則をみ
たす点で重要
ー＞力学を考えると
d /dt 0
断熱運動のとき、
とすれば流体は等温位
面を動くであろう。
図ー＞中緯度で対流圏と成層圏がcrossしている。
Holton et al. (1995, Rev. Geophys.)から
一方、熱帯対流圏では
d が重要
Q
dt
熱帯対流圏圏界面高度決定の大雑把な話：
Held(1982, J. Atmos. Sci.)による
wsat は飽和水蒸気の混合比である．
Lは水蒸気の凝結熱で2.5x10(6)J/kg （ゼロ℃で）
微分として鉛直成分のみを考えると
dT
1 Rdp
L


d wsat  0
T
cp
p
c pT
dT
RT d p
d wsat

L
0
dz
p dz
dz
d p  gd z
dT
RT
d wsat
cp

g  L
0
dz
p
dz
d
(c p T  g z  Lwsat )  0
dz
cp
夏の降水の全球分布、Hack et al., 1998, J. Climate か
ら
対流圏の熱帯域では、図のように、多くの降水がある。
一方、成層圏ではほとんど水蒸気はない。このことによ 
る、熱帯域の対流圏圏界面の生成を考えてみよう。
水蒸気の凝結熱で乾燥大気のエネルギ−（温度）が変化
するとき、単位質量あたりをかんがえると、熱力学の式
は（左辺が非断熱加熱）
RT
 Ld wsat  c p d T   d p  c p d T 
dp
p
dT
1 Rd p
d
 c p T(

)  cpT
T
cp p

c pT  gz  Lwsat
（
は飽和湿潤静的エネルギ−
c p T  gzは乾燥静的エネルギー）
d
(c T  gz  Lwsat )  0
dz p
の式を導いた．この式
をもとに熱帯域圏界面の高さを評価する．
保存的な量を用いた鉛直方向のみの議論
 運動が陽に出ず、平衡状態の議論である
上の式がなりたつとして，tropopauseの高さでは水はないとすると，
下端の→
←圏界面では
cpT  Lwsat  cp (T  z) gz
Ｔはｚ＝０の温度で，大気温度は
高度の式として
湿潤対流による高度
の割合で減少するとしよう．

Lwsat
Lwsat

g
(g  c p )
cp (
 )
cp
（ 2.5x10(6)x2x10(-2)/10(3)/3.3=15 km）
z
となる．Ｌ＝2.5ｘ10６，
＝2ｘ10−２=20g/1kg程度，
w sa t
＝６．５Ｋ／ｋｍとする

ｚ＝１５ｋｍとなり，そこそこの数値にはなる。（ただし、結果を使っ
た議論である）ー＞差は7章のTropical Tropopause Layerの議
論？
運動を含む大循環モデル（Thuburn and Craig, 1997, J.A.S.）では
表面温度につよく依存と書いてある。（矛盾はしない）
中緯度は
が半分？とすれば，８ｋｍ程度の高さにはなる（右
図の実線で低い）。
w sat
→ 中緯度では傾圧不安定のPotential Vorticity 一様の力学が重
要と言われているー＞９章でちょっと
傾圧不安定によ
る高度
１−３：線形論
成層圏の中に多く存在する波動は、このような
方程式をもとに解釈されることが多い。詳しい議
論が地球流体力学とか、気象学で行われてい
るであろうから、ここでは、重力波とか、Rossby
波動が含まれていることのみを述べておこう。
前節では、鉛直構造のありようを話した。実際は運動を伴い
ながら、構造が決定されるであろう。
この講義では、中層大気の運動の様子（水平方向にも広が
る）をどんなふうに理解するかをおもに議論する。
方程式は線形で、大気の安定度を表すN2は正
の定数と考える。南北方向には、ある緯度を基
準にして
前節で示したように、中層大気は鉛直方向に安定である。そ
こで、基本的な場があって、それに付け加えて、大気の運動
が起きると考えるとすれば、その運動はもとに戻るように働
き、基本場の周りを運動するであろう。平衡状態の周りで運
動すると仮定し、もとの方程式を線形化して、議論すること
が多い。
静力学平衡で、log-圧力座標の場合は、以下が基本的な
線形系である（forcingのないhomogeneous形である）。
u

 fv  
t
x
v

 fu  
t
y

R

T
z
H
 
 N 2w  0
t z
u
v
w
w



0
x
y
z
H
f  2sin  2sin0 
 f 0  y

2 sin
(
) a
a
 0
のように変化するので（β平面近似）、それにつ
いてはあとで考えることにして、東西方向、およ
び鉛直方向には一様な場になっているので、物
理でよく使われるように、下記のような特殊解を
仮定することが出来る。
z
exp(ikx  imz it)exp(
)
2H

k, m, ωはそれぞれ、東西波数、鉛直波数、振
動数であり、以下様々に議論される。
時間、空間の周期性が仮定され、その構造や
振る舞いが議論される。
もっとも簡単な線形波動の例：
重力が役割をはたしているものに、安定大気中での重力波がある。
東西鉛直方向の２次元で、非圧縮性（ただし成層の効果はいれる）、静止した大気の場合は、以下のような式
が使われる( HoltonのAn Introduction to Dynamic Meteorologyなどを参照）

u'
1 p'

t
 0 x
w'
1 p'
g


'
t
 0 z

u'
w'

0
x
z
 '
d
 w'
0
t
dz
 g

(  ' )  w' N 2  0
t 
現実には様々な時間スケール、空間スケー
ルがあるが、線形なので１つのものをとりだし
て考える。
等温大気の中ではN2は一定で、その時は、
それぞれの物理量が位相をのぞき、東西、
鉛直方向に伝搬する以下の特殊解を仮定、
方程式を満たすために分散式がえられて、振動数ω、
水平波長=2π／k 鉛直波長=2π／mは
2 
N 2k 2
k 2  m2
また、東に伝わり、鉛直上方に伝わる波の瞬間的構
造は

細い矢羽根は重力波にともなう風(u, w)、Highは高圧、
Warmは正の温度anomalyを示す。きれいな構造をもって
いる。位相は東、下向きである。
一様な東西風がある場合も同じような式が得られる。
(  u k) 2 
exp( ikx  it  imz)
N 2k 2
k 2  m2
線形の場合は、変数を分離することで、構造や振る舞い
などが理解されやすいー＞３章で詳しい議論

１−４：熱帯域東西非一様な対流圏擾乱への適用
具体的な、熱帯域対流圏の大きなスケールの擾乱ー＞その擾乱が、結構線形波動的に見えている
＜ー＞線形波動論との対応を見ておこう
解析からー＞統計的に集めてみると？
ー＞対流の活発な場所が見えてくる
Brightness temperatureの統
計
 対流活動の指標
Ricciardulli and Garcia, 2000,
JASから
上が定常成分、下が標準偏差
でパタパタ度を示す、84年冬
 このようなデータを時間・空
間的に解析してみると変動成
分が見えてくる。
 解析すれば、それがどん
な変動でどんな形をしている
か？
ー＞データを時間と空間でフーリエ解
析すれば、波動的成分が取り出せるで
あろう。
時間、空間で変動しいている擾乱の、線形波動による表現を考える：
基本的な考えは、南北の形（モード）として赤道波動をとらえる
球面上の線形運動方程式で、赤道 β- 平面の近似をおこなう。
2.29 x 10 -11 s-1m-1 である。
等価深さ（または鉛直波数）：
上の連続の式と熱力学の式から，

y
sin   
 a
として、
を導入する。ここで、β
=
  2
a
u

 yv  
t
x
v

 yu  
t
y



( u) 
( v) 
( w)  0
x
y
z


(
)  wN 2  0
t z
u v
1 


( w)
x
y
 z
u v
1 
  



( 2
(
))  0
x
y
 z N t z
左辺の１、２項が水平の演算子，第３項は鉛直の演算子になっていて，それらが等しいから変数分離定数を通して比例関
係にないといけないであろう（変数分離可能）。そこで，

u 
u( x, y, t ) 
 (z)
  

 ( x, y, t )



の形とすれば，水平運動方程式はそのままで，

u
u
v
t

x


y

yv
 

yu

連続の式と熱力学の式は
1

( )
t
(
 
u
v
1

1

)
( 02
 ( z ))  
x
y
0  ( z ) z N z
gh
のようになる。方程式の左辺は水平演算子のみ、真ん中は鉛直演算子のみで、それらが比例定数を通じて等しい式のよ
うになる。
上のそれぞれの式は



( )  g h(
(u) 
(v ) )  0
t
x
y
1 
 0  (  ( z) )   1  ( z)
(
0 z N 2 z
gh
となる．上式では等価深さ（変数分離定数）、
h
浅水方程式の連続の式と同じ形をしている．
N2が一定ならば、鉛直方向に
m2 
N
z
exp(imz)exp( として、
)
2H
1
4H 2
2
h
の深さの

1
gh

のような関係になる。このように、分離定数が波の鉛直波

長に対応する。また、イメージはつかないが負のhもありう
る。
浅水波の問題として赤道波の分散式をもとめる
（ Matsuno, 1966, JMSJ ）：
u  y v    ( )
t
x
v

 y u  
( )
t
y



( )  g h(
(u) 
t
x
y
赤道β面での浅い海の波の様子、ただし上図で
は H が平均深さになっている。
(v ) )  0
圧力偏差が海の表面の凸凹に対応
exp( ikx  iの形を仮定すると（南北方向は係数βy
t)
があるので残す）
vのみの式に変形すると
 2
d v
k
 2 2 
2
 

k 
y v  0
d y2
g h

gh

2
（調和振動子に対するシュレディンガー方程式と同じ形）
の式が導かれる。ｙ＝∞でゼロなる解をもとめる。境界条件を
満たすためには、トビトビの固有値になるー＞

y
le
le  ( gh)1/ 4  1/ 2
＜ー南北スケール
と鉛直スケールは
関係する
d 2v
( gh)1/ 2  2
k
2
 (   )v  0  
(  k2  )
2
d

gh

(gh)1/ 2  2
k

(  k 2   )  2n  1 (n  0,1,...)

gh

赤道波全体の分散式の図：n=-1は特別例（v=0の解）
慣性重力波

西に伝わる波
左図からわかるように振動数ωの大きい（早く
振動する）重力波と、地球回転からでてくる
Rossby波は分離している
Rossby-重力波
赤道域ではコリオリの項が小さくなるので、
ゆっくりしたRossby波と早い振動数をもつ重力
波が合体したRossby-重力波という波動が存
在する。
Rossby波
Kelvin波
東に伝わる波
慣性重力波
横軸は東西波数、縦軸は振動数。n は南北の波数、大きくなるほ
ど南北の構造は複雑になる。この図ではω負が東進波
nにより、赤道に関しての対称性が交代して、n
が偶数がvの対称、u等の反対称、nが奇数だと、
vは反対称をもつ
観測との対応例：
数日周期で結構振動しているよう（右図）、南北風につ
いての解析で、左が140-150E、右が165-170Eで、上か
ら、10-7.5N、赤道、7.5—10Sの範囲
太平洋上の偏東風擾乱：太平洋の西域と中央域（ス
ペクトルがはっきり）は異なったもののようである．
対称
反対称が強い
南北風は対称的
西の方はあまりピークが見えない
ー＞振動的でないよう
夏の 3.1 - 5.4 日周期変動成分の強度水平分布
（Takayabu and Nitta, 1993）、aがTbbで、b: 赤道に関して
対称成分を北半球に、反対称成分を南半球に、 c（下図）
は南北風
温度、風のデータから擾乱の構造を確定すると
、理論から予想されるような、図の右の領域（180E
あたり）はRossby-重力波のようと言われている（繰
り返しが西に伝播している波動のようになっている）、
filterはかかっている。
n=0, k=0.5の西向き波動（Rossby-重力波）の
水平構造（Matsuno, 1966）
n =１：西向き重力波だろうシグナル
シグナルをスペクトル解析したもの（波数、周期）。
緯度は2.5S
３時間ごとのGMS赤外データの解析（Takayubu, 1994, J. M.
S. J. ）1982/1983 DJF で緯度4.5S-5.5S、1.0-3.5dayのfilter
あり、西に伝わるn=1重力波と言われている
ある部分が１つの分散式にのること、線はｈ＝17ｍ
の対応した分散式
対流圏はＮ＝1ｘ10−２の値とすると，加熱が関わらな
いhomogeneous系での鉛直波長は−＞8ｋｍ程度に
対応
m2 
N
1
4H 2
2

1
gh

対流圏では非断熱加熱があるために、このような値
となるのであろう
いろいろな所で観測される、赤道ケルビン波につい
て（前図のn=-1について）：
東西の運動方程式から、
u
t
(1)
 yv  
ここで k > 0 ,ω > 0 ならば東方伝播の波であり、このときは
y が無限のとき０に収束。一方 ω < 0 のとき波は西方伝播
の波となるが、y が無限のとき振幅は無限となり物理的では
ないので西方伝播のKelvin波は存在しない。
 
x
西風で高圧偏差
同様に南北方向の線形の運動方程式は
v

 yu  

t
y
v=0とすると、東西方向は２次元重力波の方程式
と全く同じである。南北方向の運動方程式はいわ

ゆる地衡風バランスの方程式（コリオリ力と圧力
傾度力がバランス）となる。
yu
 
 
y
赤道ケルビン波の水平構造
波の形を仮定すると(1)から

鉛直方向には、非圧縮性で、N が一定の時
i u  ik 
 
u w
 N 2w  0

0
t z
x z
exp(ikx  it  im z)  exp(ikx  ikct  im z)
だから南北の運動方程式は
y

k

 


y
これを積分してy-方向の構造のみをみると


 exp(
k
2
y2)
南北にガウス

分布
のような形として、
c 
N
m
ケルビン波の観測例：
Kelvin波はこの様に構造が簡単のためかどこにでも存在し（海の中から１００ｋｍの高さの大気まで）、いろんな所で重要な
役割を果たしている。
対流圏中のケルビン波
Wheeler and Kiladis, JAS, 1999
周
期
50m
h=25m
12m
等価深さ
h=25m
西向き
OLRのdataからスペクトル解析して対称のモードを取り出す
Kelvin波バンド域のシグナルの強いところ、対流圏はlocalityが強い
東向き
中間圏から下部熱圏におけるKelvin波：Garcia et al.,
JAS, 2005、SABERと呼ばれる衛星データ
2002 June-Julyの温度
〜120km
中間圏界面
成層圏界面
夏半球
東向き
赤道上での東西波数m=1のシグナル
m=1のケルビン波の振幅、位相の緯度高度断
面図、周期3-3.7日帯のもの
時間高度断面図：m=1のケルビン波
上層では、はやいKelvin波が卓越している（風への相対的な位相速度として、132m/sと書かれている）
海洋中にあるらしいKelvin波：Wakata (2001, J. O.)
海洋の赤道にそった基本状態、東西流とN２
温度の鉛直構造
東に伝播しているものがKelvin波と考えられている。右図はその
振幅の鉛直分布、下図は南北分布、流れのためにいびつな構造
（南北にガウス型をしていないところがある）をしているようである。
南北構造
１−５：中緯度での擾乱はどんなかんじ？
中・高緯度の渦的な構造、それにともなう雲の衛星可視イメー
ジ（Moran and Morgan, Meteorology から）
スケールの大きな擾乱は、ゆっくり変動する
ゆっくり時間変化する時、流体力学の方程式で水平方向はコ
リオリの項が重要になってくる。
1971-90年平均の１月、300hPa等圧面高度（中緯
度が相対的に高気圧で極域が低圧となっている）、
図中の数値がΦ/gの値である。
そのとき、地衡風（高気圧、低気圧）となり、運動方程式で時間
微分等の部分を落とすと、
 fv  

x
fu  

y
y方向の上式と図（では上の方がyが増加するとする）
の対応をみてみよう。 yが増加するにつれ圧力は減
少しているので、右辺は正に対応する（図の気圧傾
度力）。一方 f は正で図によると東（xの正方向）に風
が吹いており、つじつまがあい、風速として地衡風バ
ランスで値が決まる。
9000m
地衡風のゆっくりした時間的変化は次のorder
の話しになる
y
ー＞準地衡風運動として、Rossby波動が現れ
る
x
このような擾乱は成層圏でどうなる？
—＞対流圏で作られた各種の擾乱は条件が整うと、
鉛直に伝播する。これが成層圏大循環に大きな影
響をあたえる。
北半球
中・高緯度の中層大気大規模擾乱
図は１０ｍｂの水平断面図（等圧面高
度）を示す。地球規模の波動的擾乱
（惑星波、Planetary wave 又はロス
ビー波、Rossby wave ）をみることが
出来る。
対流圏の高気圧低気圧擾乱と比べ
てスケールが大きい。
補足図に夏の場を示しておこう。ほと
んど丸いことに注意
ー＞線形波動論の適用は５章で
図：７月平均の１０ｍｂの温度分
布ー＞
図：１９７９年１
月２６日の１０
ｍｂのHeight図。
北極からみた
図である。
１−６：惑星大気の成層圏
＜— 成層圏の普遍性みたいな事を見ておくこと、お
よび気象力学の方法で議論できること
火星について：CO2が主成分ー＞力学的には熱容量を
かえる、また密度は小さい
火
星
大
気
の
鉛
直
温
度
構
造
図には乾燥断熱温度減率線 dT/dz = ーｇ／Cｐも描
かれてあるが、その線よりは緩やかになっている。
下層のずれは大気中に存在するDustの加熱といわれ
ている
成層圏は等温的 火星には地球におけるオゾン層
がない。
松田、惑星気象学より、火星の砂嵐の写真、火星の
対流（Dust の斑点）みたいなものが見えている。
成層圏での温度構造が鉛直に波的になっている。火
星大気も波に満ち溢れているよう。＜－波の力学が
重要であろう。
金星大気についての温度鉛直構造
金星の下層における鉛直温度分布をみると，断熱減
率に近い温度低下をしている．モデル実験によると、
金星の下層は対流調節が起こっている（ Ikeda,
2006 ）
火星と同様、金星の成層圏らしきところは等温的に
なっている。また、金星成層圏でも波的な構造が見え
る。大気潮汐のようである（金星の一昼夜は117（地
球）日）
潮汐波動温度シグナルの観測結果（Schofield and Taylor, 1983, QJRMS）
ー
＋
高度 z（km）
赤道から30Nまでの
平均
4
-6
東西方向（x）
温度の経度緯度分布：おおざっぱに波の数が東西一回りして１つあり、波数1といういい方、図の下の方は軸が鉛直方向
に傾いているところは exp(imz) のように位相がずれ、鉛直方向に波として伝播している。
木星大気の温度構造
地球に似た対流圏−成層圏的な構造をしている．
木星成層圏の高温は：ＣＨ４や浮遊粒子の太陽放射吸収（島崎，
松野）
赤道と極の温度差が小さい大循環と大きく関わるであろう。

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