로스비 웨이브

행성파라고도 알려진 로스비파는 회전유체에서 자연적으로 발생하는 관성파의 일종이다.^[1] 그들은 스웨덴 태생의 미국 기상학자 칼 구스타프 아르비드 로스비에 의해 처음으로 확인되었다. 그들은 행성의 회전 때문에 행성의 대기와 바다에서 관찰된다. 지구의 대기 로스비 파도는 날씨에 큰 영향을 미치는 고공 바람의 거대한 곡예사다. 이 파도는 압력계통 및 제트기류와 관련이 있다.^[2] 해양 로스비 파도는 따뜻한 상층부와 차갑고 깊은 바다 사이의 경계인 열경계를 따라 이동한다.

로스비 웨이브 타입

대기파

대기의 로스비 파동은 잠재적인 변질성의 보존에서 비롯되며 코리올리스 힘과 압력 경사의 영향을 받는다. 회전은 유체가 북반구에서 움직일 때 오른쪽으로, 남반구에서 왼쪽으로 돌게 한다. 예를 들어 적도에서 북극으로 이동하는 유체는 동쪽으로, 북쪽에서 적도를 향해 이동하는 유체는 서쪽으로 치우치게 된다. 이러한 편차는 코리올리스의 힘과 상대적 편차성의 변화를 이끄는 잠재적 편차성 보존에 의해 발생한다. 이것은 역학에서 각운동량의 보존과 유사하다. 지구를 포함한 행성 대기에서 로스비 파동은 위도에 따른 코리올리 효과의 변화 때문이다. 칼-구스타프 아르비드 로스비는 1939년 지구 대기에서 그러한 파동을 처음으로 식별하고 그들의 움직임을 설명하기 위해 계속 나아갔다.

지구상의 로스비 파동은 파동 파고로 표시된 위상 속도가 항상 서쪽으로 향하는 성분을 가지고 있기 때문에 식별할 수 있다.^{[citation needed]} 그러나, 수집된 로스비 파형의 집합은 그룹 속도라고 알려진 것과 함께 어느 방향으로든 이동하는 것처럼 보일 수 있다. 일반적으로 짧은 파도는 동쪽으로 그룹 속도를 가지며, 긴 파도는 서쪽으로 그룹 속도를 가진다.

"바로티닉"과 "바로키닉"이라는 용어는 로스비 파동의 수직 구조를 구별하기 위해 사용된다. 바라티방성 로스비 파동은 수직에 차이가 없으며 전파 속도가 가장 빠르다. 반면, 바로클린 파형은 수직에 따라 다르다. 또한 속도가 초당 몇 센티미터 이하에 불과할 정도로 느리다.^[3]

로스비 파도에 대한 대부분의 조사는 지구 대기에 있는 파도에 대해 행해져 왔다. 지구 대기의 로스비 파동은 제트기류의 (보통 4–6) 대규모 굽이굽이처럼 관측하기 쉽다. 이러한 편차가 매우 뚜렷해지면 찬 공기나 따뜻한 공기 덩어리가 각각 분리되어 저강도 사이클론, 안티클론(anticyclone)이 되며, 중위도에서의 일상적인 날씨 패턴을 담당하게 된다. 로스비 파동의 작용은 왜 미국 북동부, 캐나다 동부와 같은 북반구의 동부 대륙 가장자리가 같은 위도에서 서유럽보다 추운지,^[4] 그리고 왜 지중해가 여름에 건조한지(로드웰-호스킨스 메커니즘)를 부분적으로 설명한다.^[5]

극지방향으로 전파되는 대기파

대류권으로의 심층 대류(열전달)는 엘니뇨 사건 때와 같이 열대지역의 매우 따뜻한 해수면에서 강화된다. 이 열대성 강제력은 극과 동으로 이동하는 대기 중의 로스비 파동을 발생시킨다.

극지방으로 제안하는 로스비 파동은 저위도 기후와 고위도 기후 사이에 관측된 많은 통계적 연결을 설명한다.^[6] 그러한 현상 중 하나는 갑작스런 성층권 온난화다. 극지방에서 제안하는 로스비 파동은 태평양 북아메리카 패턴에서 표현되는 북반구 변동성의 중요하고 모호하지 않은 부분이다. 유사한 메커니즘이 남반구에 적용되며 부분적으로 남극 아문센 해 지역의 강한 가변성을 설명한다.^[7] 2011년, 일반적인 순환 모델을 이용한 네이처 지오사이언스 연구는 중앙 열대 태평양 온도 상승에 의해 생성된 태평양 로스비 파동을 아문센 해 지역의 온난화와 연계시켜, 교감 증가를 통해 서남극의 엘스워스 랜드와 마리 버드 랜드의 겨울과 봄의 대륙 온난화를 이끌었다.^[8]

로스비가 다른 행성에서 파도를 일으킨다.

대기 로스비 파동은 켈빈 파도와 마찬가지로 대기를 가진 회전 행성에서 발생할 수 있다. 금성의 Y자 구름 특징은 켈빈과 로스비 파동 때문이라고 한다.^[9]

대양파

대양 로스비 파도는 대양 유역 내의 대규모 파동이다. 그들은 수백 킬로미터에 달하는 대기 로스비 파동과 비교하여 센티미터(표면)에서 미터(열선)까지 낮은 진폭을 가지고 있다. 그들은 대양을 건너는데 몇 달이 걸릴지도 모른다. 그들은 바다 표면층의 바람 스트레스로 탄력을 받고 바람과 부력 둘 다에 의한 강제력의 변동성에 의한 기후 변화를 전달한다고 생각된다. 비록 파도의 길이가 위성 이타미터가 등장하기 전까지 탐지하기 어렵게 만들었지만, 항등성 파도와 항등성 파도는 모두 해수면 높이의 변화를 일으킨다. 위성 관측 결과 해양 로스비 파도의 존재가 확인됐다.^[10]

바로크린 파장은 또한 해양 열선(흔히 수십 미터)을 상당 부분 대체한다. 위성 관측 결과 모든 해양 유역, 특히 저위도 및 중위도에서의 로스비 파도의 국지적인 진보가 밝혀졌다. 이러한 파도는 태평양과 같은 분지를 건너는 데 몇 달 또는 심지어 몇 년이 걸릴 수 있다.

로스비 파도는 목성의 달인 유로파의 대양의 난방을 설명하기 위한 중요한 메커니즘으로 제시되어 왔다.^[11]

천체물리학적 디스크의 파동

로스비 파동 불안정성은 천체물리학적 원반에서도 발견되는 것으로 생각되며, 예를 들어, 새로 형성된 별 주변에서 발견된다.^[12][13]

로스비 파동의 증폭

이 구간은 확장이 필요하다. 덧셈으로 도움도 된다. (2015년 1월)

막힌 대기 순환 패턴과 관련된 북반구의 많은 지역적 기상 극한은 로스비 파동의 폭발적 증폭에 의해 야기되었을 수 있다는 것이 제안되었다. 2013년 유럽 홍수, 2012년 중국 홍수, 2010년 러시아 폭염, 2010년 파키스탄 홍수, 2003년 유럽 폭염 등이 그 예다. 지구온난화를 감안하더라도 2003년 폭염은 이런 메커니즘이 없었다면 가능성이 매우 낮았을 것이다.

보통 자유롭게 이동하는 시놉틱 스케일 로스비 파동과 퀘이스트레이션 행성 스케일 로스비 파동은 중간위도에 존재하며 상호작용이 약하다. 블라디미르 페투호프, 스테판 람스토르프, 스테판 페트리, 한스 요아힘 셸른후버에 의해 제안된 가설은 어떤 상황에서는 이러한 파동이 상호 작용하여 정적 패턴을 생성한다는 것이다. 이를 위해서는 두 파형의 지역(동서) 파동 수가 6-8 범위에 있어야 하며, 대류권 내에서 시냅스 파동을 체포하여 에너지가 성층권으로 빠져나가지 않도록 해야 하며, 중위도 파동(mid-hatitude waveguides)은 시냅스 파동의 퀘이시스트 성분을 가두어야 한다고 그들은 제안한다. 이 경우 행성 스케일 파장은 "양수" 때문에 오로그래피 및 열원과 싱크대에 비정상적으로 강하게 반응할 수 있다.^[14]

Mann, Rahmstorf 등의 2017년 연구는 인공적인 북극 증폭 현상을 행성파 공진과 극한 기후 사건에 연결시켰다.^[15]

수학적 정의

선형화된 vorticity 방정식을 갖는 영역 흐름 하에서의 자유 항등성 Rossby 파동

우선, 영역 평균 흐름 U는 U가 시공간적으로 일정하게 존재하는 곳에서 혼란스러운 것으로 간주할 수 있다. let $u{\displaystyle \stackrel{}{}}$→${\displaystyle }$= ${\displaystyle ⟨}$ ${\displaystyle u}$, ${\displaystyle v}$ ${\displaystyle ⟩}$ ${\displaystyle {\vec}=\langle u,v\angle }$은 총 수평 풍장이며$$, 여기서 u와 v는 각각 x 방향과 y 방향으로 바람의 구성 요소다. 전체 풍장은 U, 작은 이중의 섭동, u′, v′로 평균 흐름으로 쓸 수 있다.

$u+u'(t,x,y)\!}$

$\displaystyle v=v'(t,x,y)\!}$

섭동은 평균 영역 흐름보다 훨씬 작은 것으로 가정한다.

$U\gg u',v'\!}$

상대적 vorticity $\eta {\displaystyle }$ ${\displaystyle \eta}$과(와) $섭동{\displaystyle {}^{}}$u$display$ {\$displaystyle$$u$'}${\displaystyle {}^{}}$및 v$display$ {\$displaystyle$ v$'}$은(스트림 기능이 흐름을 완전히 설명하는 비다이버전트 흐름으로 가정) 스트림 함수 ${\displaystystypti}$의 관점에서 작성할 수 있다$$.$$

${\displaystyle {\begin{aligned}u'&={\frac {\partial \psi }{\partial y}}\\[5pt]v'&=-{\frac {\partial \psi }{\partial x}}\\[5pt]\eta &=\nabla \times (u'\mathbf {\hat {\boldsymbol {\imath }}} +v'\mathbf {\hat {\boldsymbol {\jmath }}} )=-\nabla ^{2}\psi \end{aligned}}}$

섭동 전에는 상대적인 변덕이 없지만(동일한 U는 변덕이 없다) 행성적 변덕성을 위도의 함수로 하는 공기 구획을 고려하면, 섭동은 약간의 위도 변화를 초래할 것이므로, 동요된 상대 변덕성은 잠재적인 변덕성을 보존하기 위해 변화해야 한다. 또한 위의 근사치 U >> u'는 섭동 흐름이 상대적인 vorticity를 유발하지 않도록 보장한다.

${\d(\eta +f)}{dt}=0={\frac {\partial \eta}{\partial t}+U{\partial \eta}{\partial \eta}{\partial x}+\beta v'}}$

$\beta {\displaystyle }$ =${\displaystyle \partial \frac{\mathrm{}}{}}$ ${\displaystyle \frac{f}{}}$ ${\displaystyle \frac{\mathrm{}}{}}$ ${\displaystyle \frac{y}{}}$ ${\$ 스트림 함수의 정의를 꽂아 다음을 얻으십시오.

${\displaystyle 0={\frac {\partial \nabla ^{2}\psi }{\partial t}+U{\partial x}{2}\psi }{\partial x}}{\partial \psi }}}}}$

결정되지 않은 계수의 방법을 사용하면 각각 영역 및 경맥 k와 ℓ, 주파수 $\Omega {\displaystyle }$ ${\displaystyle \omega}$을(를) 가진 이동파 솔루션을 고려할 수 있다$.$

${\displaystyle \cHB =\filename _{0}e^{i(kx+\ell y-\omega t)}\!}$

이는 분산 관계를 산출한다.

${\displaystyle \omega =Uk-\\beta {\frac {k}{k^{2}+\ell ^{2}}:$

그런 다음 로스비 파형의 영역(x-방향) 위상 속도와 그룹 속도는 다음과 같다.

${\displaystyle {\begin{aligned}c&\equiv {\frac {\omega }{k}}=U-{\frac {\beta }{k^{2}+\ell ^{2}}},\\[5pt]c_{g}&\equiv {\frac {\partial \omega }{\partial k}}\ =U-{\frac {\beta (\ell ^{2}-k^{2})}{(k^{2}+\ell ^{2})^{2}}},\end{aligned}}}$

여기서 c는 위상 속도, c는_g 그룹 속도, U는 평균 서향 흐름, $\beta {\displaystyle }$ ${\displaystyle \beta }$은(는) 로스비 매개변수, k는 영역 웨이븐넘버, ℓ은 경맥 웨이븐넘버다. 로스비파의 영역상 속도는 평균 흐름 U에 비해 항상 서향(동서로 이동)이지만, 로스비 파동의 영역군 속도는 수면에 따라 동향 또는 서향일 수 있다는 점에 주목한다.

로스비 매개변수

로스비 매개변수는 경혈 방향을 따라 코리올리스 주파수의 변화 속도로 정의된다.

${\displaystyle \frac{\frac {\f}{\frac {1}{a}{d}{d}{d}{d\varphi }}(2\omega \sin \varphi )={\frac {2\omegacoses \varphi },},}}}}$

여기서 $\phi {\displaystyle }$ ${\displaystyle \varphi }$은 위도, Ω은 지구 자전의 각도 속도, a는 지구의 평균 반지름이다.

만약 $\beta {\displaystyle }$= ${\displaystyle 0}$ ${\displaystyle \beta =0}$이$($가) 로스비 파동은 없을 것이다. 로스비 파동은 행성 회전의 접선 속도의 경사로(행성 vorticity)에 기원을 두고 있다. "실린더" 행성은 로스비 파도가 없다. 그것은 또한 지구를 포함한 어떤 회전하는 구체와 같은 행성의 적도에서는 > ${\displaystyle$ $f=0$$}$이(가) 있기 때문에 $f{\displaystyle }$= ${\displaystyle 0}$ ${\displaystyle$ f=0$}$이(가) $있음$에도 불구하고 로스비 파동을 여전히 가질 것이라는 것을 의미한다 이것들은 적도 로스비 파동이라고 알려져 있다.

참고 항목

• 대기파
• 적도파
• 적도 로스비 파동 – 수학적 처리
• 조화
• 켈빈파
• 극 소용돌이
• 로스비 휘파람 소리

참조

참고 문헌 목록

• Rossby, C.-G. (21 June 1939). "Relation between variations in the intensity of the zonal circulation of the atmosphere and the displacements of the semi-permanent centers of action". Journal of Marine Research. 2 (1): 38–55. doi:10.1357/002224039806649023. S2CID 27148455.
• Platzman, G. W. (July 1968). "The Rossby wave". Quarterly Journal of the Royal Meteorological Society. 94 (401): 225–248. Bibcode:1968QJRMS..94..225P. doi:10.1002/qj.49709440102.
• Dickinson, R E (January 1978). "Rossby Waves--Long-Period Oscillations of Oceans and Atmospheres". Annual Review of Fluid Mechanics. 10 (1): 159–195. Bibcode:1978AnRFM..10..159D. doi:10.1146/annurev.fl.10.010178.001111.

외부 링크

• 미국기상학회 로스비 웨이브 설명
• 인공위성 데이터를 이용한 해양 로스비 파동의 소개
• 로스비 파도와 극한 날씨 (비디오)