УДК 551.593
МОДЕЛИ ВОЛНОВЫХ ВОЗМУЩЕНИЙ НОЧНОЙ ЭМИССИИ АТМОСФЕРНОЙ ПОЛОСЫ (0, 0) МОЛЕКУЛЯРНОГО КИСЛОРОДА © 2015 г. М. А. Полуаршинов, А. Н. Беляев, К. Б. Моисеенко, С. Ш. Николайшвили
Институт прикладной геофизики им. акад. Е.К. Федорова Росгидромета, г. Москва e-mails: m.poluarshinov@gmail.com; anb52@mail.ru; konst.dving@mail.ru; ser58ge@gmail.com
Поступила в редакцию 18.08.2014 г. После доработки 08.12.2014 г.
Для планирования и интерпретации результатов экспериментов по определению характеристик атмосферных ВГВ с помощью ИК-фотоприемников космического базирования необходимо понимание эффектов, сопровождающих прохождение ВГВ через атмосферные эмиссионные слои. С этой целью в данной работе решены две модельные задачи. 1. В рамках мезомасштабной гидродинамической модели атмосферы получены величины волновых возмущений ночной эмиссии в атмосферной полосе O2 (0—0), созданные мгновенным тропосферным точечным тепловым источником. 2. На основе зонально-осредненной глобальной циркуляционной модели средней атмосферы рассчитано широтно-сезонное распределение величины нелинейной добавки к значению фоновой зенитной яркости этой же эмиссии.
DOI: 10.7868/S0016794015030165
1. ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время задача контроля и прогноза климатических изменений является одной из важнейших стоящих перед человечеством научных задач. Рост концентрации парниковых газов (СО2, СН4 и др.) в атмосфере ведет к изменению энергетического баланса различных слоев атмосферы и, как следствие, к модификации меридиональной и зональной циркуляции средней атмосферы. Изменение характеристик последней приводит к иным условиям распространения внутренних гравитационных волн (ВГВ) и другим величинам обмена энергией и импульсом между нижней и верхней атмосферой. В свою очередь, изменения волновой активности в средней атмосфере приводят к перераспределению малых газовых составляющих. Таким образом, задача прогноза изменений климата средней атмосферы должна учитывать все эти факторы в их взаимодействии.
Для организации глобального мониторинга волновой активности в атмосфере Земли можно использовать методы регистрации ВГВ с космических платформ, что имеет ряд несомненных преимуществ по сравнению с наземными методами контроля волновой активности. Для этого могут быть использованы ИК-радиометры космического базирования, осуществляющие измерения температуры в рамках лимбовой, подлимбовой и надирной геометрии [Wu et al., 2006]. Лимбовые зондировщики [Fetzer and Gille, 1994; Preusse et al., 1999, 2001, 2002, 2009; Alexander et al., 2008] характеризуются высоким пространственным разре-
шением по вертикали (~1 км) и низким — по горизонтали (~200 км). Напротив, ИК-радиометры, использующие подлимбовые и надирные геометрии измерений [Armstrong et al., 1995; Wu and Waters, 1996a, b; Dewan et al., 1998; Aumann et al., 2003], обеспечивают прекрасное разрешение по горизонтали (порядка нескольких сотен метров) и плохое — по вертикальной координате (~10 км и более). Таким образом, эти два типа инструментов регистрируют волны, принадлежащие разным областям ВГВ-спектра, не обеспечивая одновременного измерения вертикального и горизонтального компонентов волнового вектора [Preusse et al., 2009], необходимых для вычисления величин вертикальных потоков импульса и энергии, обусловленных атмосферными ВГВ, распространяющимися из нижней атмосферы в верхнюю.
Альтернативным способом регистрации из космоса коротких атмосферных ВГВ (10 км < Xh < < 100 км, Xz < 10 км) является фотографирование волновых возмущений ночного эмиссионного слоя, излучающего в атмосферной полосе (0—0) молекулярного кислорода (762 нм) [Mende et al., 1998; Belyaev, 2009, 2013]. Данная эмиссия обладает рядом свойств, позволяющих рассматривать ее как основной источник данных при организации космического мониторинга волновой активности средней атмосферы. К их числу следует отнести: а) ее высокую интенсивность (~3—10 кРл); б) локализацию в узком высотном диапазоне 90—100 км; в) отсутствие паразитного вклада в изображение эмиссионного слоя собственного излучения и
альбедо тропосферной облачности и земной поверхности. Последняя особенность обусловлена наличием огромного количества молекулярного кислорода в нижележащих слоях атмосферы и большим значением сечения резонансного рассеяния кислорода на данной длине волны (762 нм), что приводит к минимизации вклада в регистрируемый сигнал от слоев атмосферы ниже 60 км [Mende et al., 1994].
Для правильной интерпретации результатов, получаемых этим методом, необходим теоретический и модельный анализ изображений, регистрируемых оптической системой "фотоприемник—эмиссионный слой". Теоретический анализ эффективности регистрации атмосферных ВГВ, проходящих через эмиссионный слой, был проведен в работе [Belyaev, 2009], где было показано, что решающим фактором является взаимная ориентация луча зрения наблюдателя и фронта волны, проходящей эмиссионный слой. В той же работе указывается на изменение фоновой яркости эмиссионного слоя при прохождении через него ВГВ.
Настоящая статья посвящена компьютерному моделированию наблюдаемых из космоса волновых возмущений поля яркости ночной эмиссии в атмосферной полосе O2 (0, 0). В разделе 2 приведены результаты численного эксперимента, полученные в рамках мезомасштабной гидродинамической модели атмосферы, позволяющей рассчитать распространение ВГВ, созданных мгновенным тропосферным точечным тепловым источником. Раздел 3 посвящен моделированию широтных вариаций интенсивности эмиссии с использованием зонально-осредненной глобальной модели средней атмосферы [Belyaev and Moiseenko, 2006], позволяющей рассчитать распространение ансамбля атмосферных ВГВ из тропосферы в верхние слои атмосферы. В четвертом разделе дан анализ полученных результатов.
2. ВОЗМУЩЕНИЕ, СОЗДАВАЕМОЕ МГНОВЕННЫМ ТОЧЕЧНЫМ ТЕПЛОВЫМ ИСТОЧНИКОМ, РАСПОЛОЖЕННЫМ В НИЖНЕЙ АТМОСФЕРЕ
Рассмотрим случай, когда источником ВГВ является мгновенный тепловой импульс на тропосферных высотах, ведущий к локальному перегреву некоторого (достаточно малого) объема воздуха относительно фоновой температуры атмосферы. Известно, что при достаточной мощности источники данного типа приводят к генерации ВГВ в широком спектре горизонтальных длин волн и частот, что позволяет полнее исследовать влияние таких факторов, как нестационарность и дисперсия волновых пакетов, на эволюцию поля ВГВ в средней атмосфере, включая его фазовые и амплитудные характеристики.
Численные эксперименты по распространению ВГВ в средней атмосфере проводились с использованием специально разработанной для этой цели модели трехмерного невязкого адиабатического устойчиво стратифицированного течения в полупространстве. Исходная система уравнений сформулирована в предположении, что амплитуды волновых возмущений по абсолютной величине много меньше глубины изэнтропиче-ской атмосферы, что позволяет пренебречь динамической сжимаемостью и отфильтровать несущественные в рассматриваемой проблеме акустические волны.
Система уравнений. Термодинамические переменные представляем в виде суммы фоновой величины (далее обозначаемой нижнем индексом b), зависящей только от г, и возмущенной компоненты, т.е.
f(x,y,z,t) = fb(z) + f'(x,y,z,t), f = p',n', (1)
где T, p и п — соответственно потенциальная температура, абсолютная температура, плотность
и функция Экснера п = T/& = (p/p0)к; к = RCp; R — газовая постоянная сухого воздуха; Cp — теплоемкость воздуха при постоянном давлении p0 = 1000 мбар. Для построения численной модели ВГВ воспользуемся упрощениями по Бусси-несску применительно к системе уравнений глубокой конвекции [Fetzer and Gille, 1994; Clark, 1977], в рамках стандартного предположения о малости возмущенных компонент по сравнению с фоновыми значениями f < fb). Далее, поскольку нас будут интересовать временные масштабы, характерные для ВГВ, отфильтруем из исходной системы звуковые волны, положив в уравнении неразрывности р = pb. Отметим, что использование данного упрощения представляется оправданным не только из соображений о характерных временных масштабах исследуемых явлений, намного превышающих N-1 (N — частота Брента— Вяйсяля), но и из энергетических соображений, поскольку относительная доля энергии, приходящаяся на долю звуковых волн, как правило, мала по сравнению с энергией, приходящейся на движения с значительно большими характерными временными масштабами, включая и ВГВ (см. подробнее, например, [Lipps, 1990; Гутман, 1969; Ogura and Philips, 1962; Prusa et al., 1996]).
В рамках сделанных упрощений исходная система уравнений движения, энтропии и неразрывности будет иметь вид [Prusa et al., 1996]:
Dv Dt
= -Vn' + kßT',
DT'
= -v • V0,
Dt
V- (pbV) = 0,
(2)
(3)
(4)
где
z
&(z) = T(0) + f(уe - y)dn, n' = RTba —, (5) 0 pb
операторы D/Dt, V, и V • обозначают соответственно трехмерные субстанциональную производную, градиент и дивергенцию; v = (u,v, w) — вектор скорости; k — единичный вектор вдоль оси Z; a(z) = Cp§b\ P(z) = g/db.
Численная модель. Для численного решения системы (2—5) была использована конечно-разностная схема, основанная на численном интегрировании прогностических уравнений (2, 3) для полей скорости и температуры на С-сетке Аракавы методом Рунге—Кутта второго порядка точности по времени и расчете поля давления на основных и вспомогательных временных слоях из диагностического уравнения, получаемого подстановкой прогностических уравнений в уравнение неразрывности (4). На нижней и верхней границах ставятся условия скольжения (по типу твердой стенки), на боковых границах — условия излучения. Чтобы волновая энергия не отражалась от верхней границы, вблизи нее вводится демпфирующий слой, поглощающий приходящую снизу волновую энергию. Данный эффект обеспечивается включением в правую часть прогностических уравнений добавочных членов в форме Рэлеевского трения [Clark, 1977], с характерным временем релаксации, линейно возрастающим от нуля на нижней границе слоя до нескольких минут на верхней границе. Запишем (2, 3) в консервативной форме:
^+ V- ( v cy) = 9bR, dt
где у символизирует поле V или а Я обозначает правую
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.