יותר

19.7: פיזור בשכבות גבול לא יציבות (שכבות מעורבות קונבקטיביות) - מדעי הגיאולוגיה

19.7: פיזור בשכבות גבול לא יציבות (שכבות מעורבות קונבקטיביות) - מדעי הגיאולוגיה


בתנאים של רוחות קלות על משטח חם יותר הבסיסי (PG סוג A & B), שכבת הגבול היא לא יציב מבחינה סטטית ובמצב של הסעה חופשית. נוכחותם של מבנים סוערים כה גדולים וחוסר הסימטריה שלהם גורמים להתנהגות פיזור השונה מהפיזור הרגיל של הגאוס.

מכיוון שנפלט עשן ממקור נקודתי כגון ערימת עשן, חלק מהפליטות נפלטות במקרה לעליות של תרמי טרמיקה, וחלקן לנפילות. כך נראה שהעשן נראה לוּלָאָה למעלה ולמטה, כפי שצופה בתמונת מצב. עם זאת, כאשר הוא ממוצע על פני תרמיות רבות, העשן מתפזר בצורה ייחודית שניתן לתאר אותו באופן דטרמיניסטי. תיאור זה פועל רק אם משתנים מנורמלים על ידי סולמות הסעה חופשית.

השלב הראשון הוא להשיג את התנאים המטאורולוגיים כגון מהירות הרוח, עומק ABL ושטף חום פני השטח. אלה משמשים לאחר מכן להגדרת קשקשי הסעה ABL כגון מהירות Deardorff w* (ראה שו 19.22 בעמוד הבא). גובה פליטת המקור ומרחק הקולטן במורד הרוח לאחר מכן מנורמל על ידי קשקשים מעורבים של שכבות מעורבות כדי ליצור משתני מרחק חסרי ממדים.

לאחר מכן, המשתנים חסרי הממדים (המנורמלים) משמשים לחישוב גובה קו האמצע ומרחק הפיזור האנכי. אלה משמשים לאחר מכן כניחוש ראשון במשוואה גאוסית לפיזור ריכוז משולב רוח, שהיא פונקציה של גובה ב- ABL. על ידי חלוקת כל התפלגות בסכום על כל ההתפלגויות, ניתן למצוא ריכוז משולב ברוחב רוחבי רוחבית בעל המאפיין הרצוי של שמירת מסת מזהמים.

לבסוף, מרחק הפיזור הרוחבי מוערך. הוא משמש עם הריכוז המשולב רוח רוחבית כדי לקבוע את הריכוז הגאוסי חסר הממדים בכל מרחק רוחבי מקו האמצע של הפלומה. לבסוף, ניתן להמיר את הריכוז חסר הממדים לריכוז ממדי באמצעות משתני קנה המידה של שכבות מעורבות.

למרות שההליך הזה מורכב, הוא הכרחי, כיוון שהתפזרות לא מקומית על ידי מחזורי הסעה גדולים בשכבת הגבול הבלתי יציבה פועלת אחרת לגמרי מהפיזור של הערבולת הקטנה ב- ABL ניטרלי ויציב. פירוט הליך זה ניתן בסעיף קטן הבא. ניתן לפתור את כל ההליך על גיליון אלקטרוני, ששימש לייצור איורים. 19.7 ו- 19.8.

19.7.1.1. משתנים פיזיים:

  • c = ריכוז מזהם (g מ '–3)
  • גy = ריכוז משולב רוח רוח (גרם מ–2), שהיא הכמות הכוללת של מזהמים בתוך קופסה ארוכה ודקה שהיא 1 מ '2 בכל קצה, ואשר משתרע לרוחב הפלומה בכל גובה z ובמיקום במורד הרוח x (ראה איור 19.6)
  • Q = שיעור פליטת המזהמים (g s–1)
  • x = מרחק קולטן במורד הרוח של הערימה (m)
  • z = גובה קולטן מעל פני הקרקע (מ)
  • zCL = גובה קו האמצע של הפלומה (מרכז המסה) מעל פני הקרקע (מ ')
  • zש = גובה המקור (מ) לאחר עלייה המושרה על ידי פלומה
  • σy = סטיית תקן לרוחב של מזהם (מ ')
  • σz = סטיית תקן אנכית של מזהם (מ ')
  • σzc = סטיית תקן אנכית של רוח רוחבית- ריכוז משולב של מזהמים (מ ')

19.7.1.2. משתני קנה מידה מעורבים:

Fח = שטף חום קינמטי משטח יעיל (K · m s–1), עיין בסעיף שטחי השטח של תרמו. פֶּרֶק

M = מהירות הרוח הממוצעת (m s–1)

( begin {align} w _ {*} = left [ frac {| g | cdot z_ {i} cdot F_ {H}} {T_ {v}} right]^{1 /3} = bf { text {מהירות Deardorff (ms}^{-1}} text {)} tag {19.22} end {align} )

≈ 0.08 · wב , היכן שב היא מהירות הציפה

19.7.1.3. סולמות ללא ממדים:

אלה מסומנים בדרך כלל בסמלים באותיות גדולות (למעט M ו- Q, שיש להם מידות).

( begin {align} C = frac {c cdot z_ {i}^{2} cdot M} {Q} = text {ריכוז ללא ממדים} tag {19.23} end {align} )

begin {align} C_ {y} = frac {c_ {y} cdot z_ {i} cdot M} {Q} = text {ריכוז משולב רוחב חסר ממדים} tag {19.24} end {align}

begin {align} X = frac {x cdot w _ {*}} {z_ {i} cdot M} =
text {מרחק כלפי מטה של ​​הרוח כלפי חוץ של הקולטן מהמקור} tag {19.25} end {align}

begin {align} Y = y / z_ {i} = text {מרחק רוחבי רוחב רוחבי (רוחבי) של הקולטן מהקו האמצעי} tag {19.26} end {align}

begin {align} Z = z / z_ {i} = טקסט {גובה קולטן חסר ממדים} tag {19.27} end {align}

begin {align} mathrm {Z} _ { mathrm {CL}} = z _ { mathrm {CL}} / z_ {i} = text {קו מרכזי ללא שדה
height} tag {19.28} end {align}

begin {align} Z_ {s} = z_ {s} / z_ {i} = טקסט {גובה מקור חסר ממדים} tag {19.29} end {align}

begin {align} sigma_ {y d} = sigma_ {y} / z_ {i} = text {סטיית תקן לרוחב ללא ממדים} tag {19.30} end {align}

begin {align} sigma_ {z d c} = sigma_ {z c} / z_ {i} = text {סטיית תקן אנכית ללא ממדים של ריכוז משולב רוח}} tag {19.31} end {align}

כפי שנאמר בפירוט רב יותר קודם לכן, כדי למצוא את ריכוז המזהמים במורד הרוח של מקור במהלך תנאים הסעה, משתמשים בשלושה שלבים: (1) מצא את גובה קו המרכז של הפלומה. (2) מצא את הריכוז המשולב לרוחב הרוחב במיקום x ו- z הרצוי. (3) מצא את הריכוז בפועל במיקום y הרצוי.

עבור פליטות נייטרליות, הגובה חסר הממדים של מרכז המסה (= קו האמצע ZCL) משתנה עם מרחק ללא ממדים במורד הרוח X:

begin {align} Z_ {CL} approx 0.5+ frac {0.5} {1+0.5 cdot X^{2}} cdot cos left [2 pi frac {X} { lambda}+ cos ^{-1} left (2 cdot Z_ {s} -1 right) right] tag {19.32} end {align}

איפה Zש הוא גובה המקור חסר הממדים, ופרמטר אורך הגל חסר הממדים הוא λ = 4.

קו האמצע נוטה לנוע כלפי מטה ממקורות מוגבהים, מה שעלול לגרום לריכוזים גבוהים בגובה הקרקע (ראו איור 19.7). ואז יותר במורד הרוח, הם עולים קצת יותר ממחצית עומק השכבות המעורבות, לפני שהם מגיעים לגובה סופי ב- 0.5 · zאני . עבור פלומים צפים, התנועה הראשונית כלפי מטה של ​​קו האמצע חלשה בהרבה או לא מתרחשת.

האלגוריתם הבא מספק קירוב מהיר לריכוז המשולב רוח רוח. מצא ניחוש ראשון ללא מימד Cy'כפונקציה של גובה Z ללא ממדים תוך שימוש בגישה גאוסית לפיזור אנכי:

begin {align} C_ {y}^{ prime} = exp left [-0.5 cdot left ( frac {Z-Z_ {CL}} { sigma_ {zdc}^{ prime}} מימין)^{2} right] tag {19.33} end {align}

כאשר הפריים מציין ניחוש ראשון, והיכן מרחק הפיזור האנכי הוא:

begin {align} sigma_ {z d c}^{ prime} = a cdot X tag {19.34} end {align}

עם a = 0.25. חישוב זה נעשה בגובה K מרווחים שווים בין הקרקע לחלק העליון של השכבה המעורבת.

לאחר מכן, מצא את הממוצע על כל הגבהים 0 ≤ Z ≤ 1:

begin {align} overline {C_ {y}^{ prime}} = frac {1} {K} sum_ {k = 1}^{K} C_ {y}^{ prime} tag { 19.35} end {align}

כאשר מדד k מתאים לגובה z. לבסוף, חשב את האומדן המתוקן לריכוז משולב רוח רוח רוחב בכל גובה:

begin {align} C_ {y} = C_ {y}^{ prime} / overline {C_ {y}^{ prime}} tag {19.36} end {align}

דוגמאות מפורטות באיור 19.8 לגבהים שונים של מקור.


André, J. C. ו- Artaz, M. A .: 1980, 'Paramétrisation du Profil de la Variance de Températuure Dans une Couche Limite Convective', C.R. Acad. מדענית. פריז, בעיתונות.

André, J. C., De Moor, G., Lacarrère, P., and du Vachat, R .: 1976b, קירוב טורבולנס לזרימות לא הומוגניות. חלק ב ': הדמיה מספרית של ניסוי הסבה חודרני', ג'יי אטמוס. מדענית. 33, 482–491.

André, J. C., De Moor, G., Lacarrère, P., Therry, G., and du Vachat, R .: 1978, 'דוגמנות האבולוציה של 24 שעות של המבנים הממוצעים והסוערים של שכבת הגבול הפלנטרית', ג'יי אטמוס. מדענית. 35, 1861–1883.

André, J. C., Lacarrère, P., and Mahrt, L. J .: 1979, 'Sur la Distribution Verticale de l'Humidité Dans une Couche Limite Convective', י 'רך. אטמוס. 13, 135–146.

Ball, F. K .: 1960, 'שליטה בגובה ההיפוך על ידי חימום פני השטח', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 86, 483–494.

בטס, א.ק .: 1973, 'הסעת קומולוס ללא זירוז ופרמטציה שלה', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 99, 178–196.

בראון, א.א .: 1978, 'פרמטרי דמיון מסגירה ונתונים מהשורה הראשונה', מטאורול גבולי-שכבתי. 14, 381–396.

קרסון, ד 'ג'יי: 1973,' התפתחות של היפוך יבש המכוסה שכבת גבול בלתי יציבה מבחינה קונקטיבית ', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 99, 450–467.

Cattle, H. ו- Weston, KJ: 1975, 'לימודי תקציב של פרופילי שטף החום בשכבת הגבול הקונווקטיבית על פני הקרקע', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 101, 353–363.

קלארק, ר 'ה', דייר, א 'ג'יי, ברוק, ר', ריד, ד 'ג' וטרופ, א 'ג'יי: 1971, ניסוי וואנגרה. נתוני שכבת גבול, מס '19, החטיבה לפיסיקה מטאורולוגית CSIRO, אוסטרליה.

Deardorff, J. W .: 1970, 'מהירות קונווטיבית וסולמי טמפרטורה לשכבת הגבול הפלנטרית הלא יציבה ולסעיפת ריילי', ג'יי אטמוס. מדענית. 27, 1211–1213.

Deardorff, J. W .: 1972, 'פרמטריזציה של שכבת הגבול הפלנטרית לשימוש במודלי מחזור כלליים', שני. ווי. לְהַאִיץ. 100, 93–106.

Deardorff, J. W .: 1974a, 'מחקר מספרי תלת מימדי של הגובה והמבנה הממוצע של שכבה גבולית פלנטרית מחוממת, מטאורול גבולי-שכבתי. 7, 81–106.

Deardorff, J. W .: 1974b, 'מחקר מספרי תלת-ממדי של מערבולת בשכבה מעורבת מעורבת', מטאורול גבולי-שכבתי. 7, 199–226.

Deardorff, J. W .: 1979, "חיזוי של השתלבות מעורבת שכבה מעורבת למבנה היפוך מכסה ריאליסטי", ג'יי אטמוס. מדענית. 36, 424–436.

Deardorff, J. W., Willis, G. E. ו- Lilly, D. K .: 1969, 'חקירת מעבדה של הסעה חדירה לא יציבה', J. Fluid Mech. 35, 7–31.

Dubosclard, G .: 1980, 'השוואה בין ערכים שנצפים וחיזויים עבור מקדם השיכון בשכבת הגבול הפלנטרית', מטאורול גבולי-שכבתי. 18, 473–483.

Farmer, D. M .: 1975, 'הסעה חודרת בהעדר גזירה ממוצעת', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 101, 869–891.

היידט, פ.ד .: 1977, "צמיחת השכבה המעורבת בנוזל מרובד עקב הסעה חדירה", מטאורול גבולי-שכבתי. 12, 439–461.

Jouvenaux, S .: 1978, 'Etude Expérimentale de la Structure Turbulente de la Couche de Mélange Convective' מחזור Thèse de 3ème, Université de Clermont-Ferrand II, 125 עמ '.

Kitaygorodskiy, S. A. ו- Kozhelupova, N. G .: 1978, 'שיעור השתלבות במשטר הסבה החדירה בשכבות הגבול של המדינה לא יציבה של האטמוספירה והאוקיינוס', Izv. אטמוס. אוקיינוס. Phys. 14, 453–458.

Lenschow, D. H. ו- Agee, E. M .: 1976, 'תוצאות ראשוניות לניסוי טרנספורמציה המוני אוויר (AMTEX), שׁוֹר. Amer. מטאורול. Soc. 57, 1346–1355.

Lewellen, W. S. ו- Teske, M .: 1973, "חיזוי פונקציות הדמיון של מונין-אובוחוב ממודל בלתי מעורער של טורבולנציה", ג'יי אטמוס. מדענית. 30, 1340–1345.

לילי, ד.ק .: 1968, 'מודלים של שכבות מעורבות המעוטרות בענן בהיפוך חזק', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 94, 292–309.

Mahrt, L. J .: 1979, 'הסעה חודרת בראש שכבת גבול הולכת וגדלה', רבע גלון. ג'יי רוי. מטאורול. Soc. 105, 469–485.

Mahrt, L. J .: 1980, 'השפעות לחץ בחלק העליון של השכבה המעורבת', ג'יי אטמוס. מדענית. להופיע.

Marht, L. J. ו- Lenschow, D. H .: 1976, 'Dynamics Growth of the Convective Mixed Layer', ג'יי אטמוס. מדענית. 33, 41–51.

Pielke, R. A. ו- Mahrer, Y .: 1975, 'ייצוג שכבת הגבול הפלנטרית המחוממת במודלים של מזוס עם רזולוציה גסה', ג'יי אטמוס. מדענית. 32, 2288–2308.

Rosset R .: 1975, 'Mécanismes, Rôle et Paramétrisation de l'Entraînement au Sommet de la Couche Limite Planétaire Convective', Thèse de Doctorat d'Etat, Université de Clermont-Ferrand, 131 עמ '.

Sommeria, G .: 1976, 'סימולציה תלת מימדית של תהליכים סוערים בשכבת גבול רוח סחרית בלתי מופרעת', ג'יי אטמוס. מדענית. 33, 216–241.

Stull, R. B .: 1973, 'מודל עליית היפוך המבוסס על הסעה חודרת', ג'יי אטמוס. מדענית. 30, 1092–1099.

סטול, ר ב: 1976a, 'האנרגיה של השתלבות על פני ממשק צפיפות', ג'יי אטמוס. מדענית. 33, 1260–1267.

Stull, R. B .: 1976b, 'מודל עומק מעורבב שכבות המבוסס על אנרגטיקה סוערת', ג'יי אטמוס. מדענית. 33, 1268–1278.

Sun, W. Y ואוגורה, Y .: 1980, 'דוגמנות האבולוציה של שכבת הגבול הפלנטרית הקונווטיבית', ג'יי אטמוס. מדענית. להופיע.

Tennekes, H .: 1973, 'מודל לדינמיקה של ההיפוך מעל שכבת גבול קונווטיבית', ג'יי אטמוס. מדענית. 30, 558–567.

Tennekes, H .: 1975, 'תגובה להערות מאת S. S. Zilitinkevich', ג'יי אטמוס. מדענית. 32, 992–995.

ויליס, ג 'יי ודרדורף, ג'יי וו: 1974,' מודל מעבדה של שכבת הגבול הפלנטרית הלא יציבה ', ג'יי אטמוס. מדענית. 31, 1297–1307.

Wyngaard, J. C. ו- Coté, O. R .: 1974, "האבולוציה של שכבת גבול פלנטרית קונווקטיבית. מחקר מודל לסגירה גבוהה יותר ', מטאורול גבולי-שכבתי. 7, 289–304.

Wyngaard, J. C., Pennell, W. T., Lenschow, D. H., and Le Mone, M. A .: 1978, 'תקציב השונות של טמפרטורה-לחות בשכבה הגובלית הקונווטיבית', ג'יי אטמוס. מדענית. 35, 47–58.

יאמאדה, ט 'ומלור, ז': 1975, 'הדמיה של נתוני שכבת הגבול האטמוספרי של וואנגרה', ג'יי אטמוס. מדענית. 32, 2309–2329.

יאמאטוטו, ס ', גאמו, מ' ויוקויאמה, O .: 1977, 'מדידות מוטסות של שטף חום סוער', ג'יי מטאורול. Soc. יפן, 55, 533–545.

Zeman, O .: 1975, 'הדינמיקה של השתלבות בשכבות גבול פלנטריות: מחקר במודלים ופרמטרים של טורבולנציות', דוקטורט. תזה, אוניברסיטת פנסילבניה, ארצות הברית

Zeman, O. ו- Tennekes, H .: 1977, פרמטור תקציב האנרגיה הסוער בראש שכבת הגבול האטמוספרי בשעות היום ', ג 'אטמוס, מדע. 34, 111–123.

Zilitinkevich, S. S .: 1975, 'הערות על "מודל לדינמיקה של ההיפוך מעל שכבת גבול קונווקטיבית" ", ג'יי אטמוס. מדענית. 32, 991–992.


2 נתונים

2.1 נתונים היסטוריים במגדל המטאורולוגי של כף הרוח

המגדל המטאורולוגי של Cape Wind (CW) הותקן ב- Horseshoe Shoal ב Nantucket Sound בשנת 2002 (איור 1). למגדל בסיס חצובה עם פלטפורמה משולשת בגובה 10 מ 'מעל פני המים הנמוכים (MLLW) הנמוכים וזרועות המכשיר בגובה 20, 41 ו -60 מ' מעל MLLW (MLLW מושמט להלן). מהירות הרוח וכיוונו נמדדו בשלוש המפלסים באמצעות מד רוח קולי בשילוב מד -מד ומנורת רוח המותקנת על בומים של 9 מ 'בכל רמה. הטמפרטורה והלחץ נמדדו על ידי בדיקות טמפרטורת פלטינה מזוודות וברומטרים אלקטרוניים בגובה 10 ו -58.5 מ 'רכובים על בומים של 1 מ'. המכשירים בגובה 10 מ 'היו מותקנים בצד הרציף (טבלה 1).

סוג המכשיר נתונים דיוק גובה (מ מעל MLLW) כיוון מהצפון האמיתי (deg) זמינות נתונים
מערך נתונים היסטורי
מד אולטרסאונד (RM Young 8100) מהירות הרוח ± 0.05 מ 's -1 20, 41, 60 355, 355, 170 20 ו -41 מ ': 9/2003–9/2009 ו -60 מ': 9/2003-10/2007
כיוון הרוח ±2°
מד -מד לכוס (MetOne 010C) מהירות הרוח ± 0.07 מ 's -1 20, 41, 60 175, 175, 350 4/2003–9/2009
מד -מד של ואן (MetOne 023A) כיוון הרוח ±3° 16.5, 36.5, 55.5 310, 310, 325 20 ו -41 מ ': 4/2003–9/2009 ו -60 מ': 4/2003–4/2008
חיישן טמפרטורה (RMYoung 4134VC) טמפרטורת האוויר ± 0.3 מעלות צלזיוס 10, 58.5 210, 170 5/2003–9/2009
חיישן לחץ (RMYoung 61202) לחץ אוויר ± 1 hPa 10, 58.5 210, 170 5/2003–9/2009
קמפיין IMPOWR
מד אולטרסאונד (RM Young 8100) מהירות הרוח ± 0.05 מ 's -1 12 210, 330 3/2013–5/2013, 8/2013, 10/2013–6/2014
כיוון הרוח ±2°
בדיקת טמפרטורה (RMYoung 41342LC) טמפרטורת האוויר ± 0.3 מעלות צלזיוס 11 210 3/2013–5/2013, 8/2013, 10/2013–6/2014
בדיקת טמפרטורה ולחות יחסית (RMYoung 41382LC) טמפרטורת אוויר ולחות יחסית ± 0.3 ° C ו- ± 2% 11 330 3/2013–5/2013, 8/2013, 10/2013–6/2014
מד גל אופטי (ILM150) גובה גל ± 0.5 ס"מ 11 200 3/2013–5/2013, 8/2013, 10/2013–6/2014

המכשור המטאורולוגי החל להקליט תצפיות באפריל 2003 ונמשך עד אוגוסט 2011, כאשר הנתונים נדגמו במהירות של 1 הרץ ולאחר מכן ממוצעים וארכיונים כל 10 דקות. מקדמי כיול במפעל יושמו לפני ממוצע. המטרה העיקרית של מגדל CW הייתה לאפיין את משאב הרוח לפרויקט המוצע של Cape Wind Energy, פרויקט של 468 MW (http://www.boem.gov/Renewable-Energy-Program/Studies/Cape-Wind.aspx) . מד הרוחב נשמר באופן קבוע ומכויל עד 2007, עם הקלטות רציפות בכל הרמות. לאחר 2007, המכשירים נותרו בפעולה מתמשכת אך הם לא נשמרו או מכוילים, מכיוון שהנתונים שהועברו לארכיון הספיקו לאפיון משאבי הרוח. בסופו של דבר, כמה מהמכשירים נכשלו (למשל, מד הרוח הקולי של 60 מ 'בסוף 2007), בעוד שחלקם נשארו פעילים עד 2011. הייתה לנו גישה לנתונים המקוריים של 10 דקות ממאגר הנתונים. אנו לא מנתחים נתונים מעבר לשנת 2009, שנתיים לאחר כיול המכשיר הסופי (טבלה 1).

נתוני הרוח הגולמיים ממגדל CW מעובדים בכל רמה לאחר שלושה שלבים. ראשית, מהירות הרוח (0 מ 's -1 ≤ U ≤ 30 מ 's -1) ומסנני כיוון (0 ° ≤ φ & lt 360 °) מוחלים להסרת ערכים לא פיזיים. מהירות הרוח הוגבלה ב -30 מ '-1 כדי להתמקד במצבים שבהם יהיו טורבינות רוח אופייניות לחוף הים, דבר זה מגביל את הניתוח שלנו למהירויות רוח מתונות. שנית, כל השינויים הלא -פיזיים במהירות הרוח והכיוון מוסרים גם כן, כמו קפיצות גדולות במהירות הרוח ובכיוון (למשל, יותר מהכפלת מהירות הרוח תוך 10 דקות למהירות הרוח & gt3 ms -1) או פערים משמעותיים בין הקולי מד הרוח ומד הרוח או כבש הרוח (למשל, הפרש כיוון & gt15 ° או יחס מהירות הרוח של 30%). שלישית, כפי שניתן לראות בתרשים 1 א, נוכחותו של החדקון משפיעה על תצפיות הרוח, ויוצרת מגזרי כיוון בהם התצפיות אינן תקפות. מד הרוח הקולי, שבשבת הרוח ומד הרוח הותקנו על בומים נפרדים בזוויות שונות כדי לסייע בבעיה זו (טבלה 1). הנתונים מוסרים מהניתוח כאשר המונופיל נמצא ישירות במעלה הזרם של חיישן רוח (± 30 °), לאחר מכן Brower [2012]. לכן, בכל רמה מהירות הרוח והכיוון נלקחים מהמכשיר שאינו מפריע לנוכחות המונופיל אם לשני המכשירים יש נתונים טובים (כלומר, לא הרוח של המונופיל), אז התצפיות נמדדות בממוצע ביחד אם אין לאף מכשיר נתונים טובים, ואז הנתונים יוסרו.

2.2 קמפיין השדות של IMPOWR

מחקר השדות IMPOWR (שיפור המיפוי והחיזוי של משאבי רוח ימיים) נערך באזור Nantucket Sound בשנים 2013–2014. קמפיין ה- IMPOWR סיפק תצפיות בתוך ה- ABL ממטוס Long-EZ, יחד עם מדידות אוקיאניות ואטמוספריות על מגדל הרוח קייפ, וליידרים בחוף הדרומי של מזרח לונג איילנד ואי בלוק איילנד [Colle et al., 2016 ].

מטוס Long-EZ היה בשימוש במהלך 2013, ואילו מטוס Cozy Mark IV היה בשימוש לאחר סתיו 2014. שני המטוסים נשאו את מכשיר מדידת המטאורולוגיה המשולבת במטוסים (AIMMS-20) על מנת למדוד את הרוחות התלת מימד, טמפרטורה, לחץ ולחות יחסית ב 40 הרץ. תשע עשרה משימות טיסה שמקורן בשדה התעופה ברוקהאבן מחקר זה מתמקד רק בשמונה משימות (איור 1 ב וטבלה 2), שבמהלכן נשמר גובה טיסה קבוע מתחת ל -90 מ 'במשך למעלה מ -5 דקות, משך הזמן הניתן להשוות למרווח הממוצע שבו נעשה שימוש ב מערך נתונים היסטורי.

תאריך (yyyymmdd) התחל (HHMM, UTC) עצור (HHMM, UTC) מרחק (ק"מ) כותרת (deg) גובה (מ) מהירות הרוח (מ 's -1) כיוון הרוח (deg) TKE (מ 2 שניות -2)
20130404 2003 2008 17 200 70 11 230 0.55
20130504 2051 2058 30 190 90 12 50 0.81
20130510 1918 1926 32 190 30 7 200 0.67
20130620 1752 1758 28 10 40 9 220 0.82
20130621 1853 1900 33 10 40 10 220 1.49
20130623 2121 2131 38 200 30 12 160 2.03
20130928 2003 2010 30 10 30 5 80 1.33
20131002 1852 1859 27 190 30 8 250 1.42

במרץ 2013 הותקנו שני מד-סאונד, בדיקת טמפרטורה, בדיקת טמפרטורה ולחות יחסית עם מגן נשאב ומד גל אופטי במהירות גבוהה לאורך שני צדדים במרחק של כ -2 מ 'מעל הרציף של מגדל CW (טבלה 1) . הנתונים נרשמו ברציפות ב 20 הרץ והועברו מהמגדל כל 10 דקות הם הועברו לארכיון בצורה ממוצעת וגם בצורה גולמית. לפני הממוצע, הנתונים נלקחו באמצעות אלגוריתם המבוסס על גורינג וניקורה [2002]. הנתונים סובבו גם כדי להסביר את ההתאמות הקטנות [וילצ'ק ואח '., 2001]. הנתונים הוסרו באופן שיטתי אם u* & gt 10 m s −1, אם סטיית התקן של כל רכיב במהירות הרוח חרגה מ 10 m s −1, ולנתונים המובילים למקדם גרירה. גד & gt 0.01 [פוקן ואח '., 2004 ].

הנתונים שנלקחו כאשר מכשיר נמצא בעקבות המגדל הוסרו על סמך כיווני רוח מצוף 44020 הסמוך (איור 1 ב). כאשר זה קרה, בוטל סקטור של 90 °, על רקע הביעור הגדול של רציף המגדל בגובה זה. אם לשני המדדים הקוליים היו מהירויות רוח שעברו את הקריטריונים של בקרת האיכות לעיל, אז היו ממוצעים ביחד. במהלך חודשי החורף המערכת נאלצה להפעיל מחזור חשמל מופחת של 6 שעות בגלל אחסון אנרגיה מוגבל בסוללות השמש. כמו כן, לא הועברו נתונים במהלך יולי 2013 ויולי 2014 בגלל אובדן קישוריות.

במהלך מסע ה- IMPOWR לא נצפו רוחות העולות על 30 מ 's -1 במגדל או במצוף 44020.


2. תיאוריה

א. שיעור הכניסה ל- CBL

כאן נדון כיצד שיעור הקליטה קשור לקפיצת ההיפוך והשטף במקרה של היפוך בלתי רציף (כלומר, מודל קפיצה מסדר אפס). יוצג כי ב- CBL יש להשתמש במודל קפיצה מסדר ראשון (כלומר, דגם בעל עובי סופי של שכבת ההיפוך) על מנת לקבל פרשנות עקבית. השימוש במודל כזה יוביל לשטף שיטוף הקשור לשטף הציפה השטח כמו גם לשטף הציפה המינימלי.

1) דגם קפיצה מסדר זירו

2) דגם קפיצה מסדר ראשון

ההבדל המהותי בין מודל קפיצה מסדר אפס למודל קפיצה מסדר ראשון הוא שבאחרונה עובי שכבת ההיפוך הוא סופי (איור 2). העומק של שכבת היפוך זו מוגדר כ δ. גובה המינימום ב w" υ נקרא zאני, כמו בדגם הקפיצה מסדר האפס. הגובה שבו w" υ הופך לאפס, כלומר, zאני + δ, זה מוגדר כ ח. ב- CBL ה- ΔΘυ קפיצה מעל ההיפוך מוגדרת כ Θ υ בגובה ח מינוס Θ υ ממוצע על עומק השכבות המעורבות.

בעזרת מודל הקפיצה מסדר ראשון נוכל להפיק תיקון עבור w" υ |zאני כך שערכי הפרמטרים או ו ארי המוגדרים ב- (2) ו- (4) שווים. הגזירה דומה לנגזרת של בטס (1974), אך עם ההבדל המהותי שאיננו מניחים שחוזק ההיפוך קבוע בזמן. יתר על כן, במקרה שלנו שיעור השכיחות (מוגדר כ w = −Dz עם ד ההבדל) נלקח בחשבון. נניח δ להיות קבוע בזמן.

Deardorff (1979) הציג משוואות עבור wה בשני גבהים שונים, אחד ב z = zאני והשני ב z = ח. הוא לא הניח הנחות בגזירתו, שכללה מונח שקיעה. ניסוחו של wה בְּ- ח למעשה הכפיל את התוצאה שהשיגה Betts (1974). עם זאת, מכיוון ששני הביטויים הם פונקציה של w" υ |zאני , ניתן לחסל שטף זה על ידי שילוב של שתי המשוואות. לאחר סידור מחדש, ביטוי כללי ל wה מתקבל, מה שדורש רק ידע ב- ∂ (δ)/(∂t) ו δ. Deardorff דחה את הביטוי הזה מכיוון שהוא מניב אין סוף או מהירות שליטה מזויפות אם γh ⩽ ΔΘυ. הוא הניח שההסבר הפיזי לתוצאה המאכזבת הזו נובע מהצבת שטף הציפה המינימלי בגובה zאני במקום בין לבין zאני ו ח. Deardorff הגיע למסקנה כי מודל הקפיצה ממדרגה ראשונה אינו שימושי. כדי להגיע מהנגזרת של Deardorff לביטוי הדומה ל- Eq. (14), יש לחבר את שני הביטויים שלו עבור wה, נניח ש δ הוא קבוע בזמן, ומחלק את התוצאה לשניים. איננו חולקים את מסקנתו של Deardorff, מכיוון ש (14) אינו מניב מהירות אינסוף או שלילית מזויפת אם γh ⩽ ΔΘυ. אולי ההנחה שלנו שכן δ הוא קבוע בזמן מוביל לפתרון יציב יותר.

כך שבמקרה של מודל קפיצה ממדרגה ראשונה אידיאלי, ניתן להגדיר שטף שיטוף בצורה כזו או1 ו אRi1 שווים. אם עובי שכבת ההיפוך הופך לאפס (גבול δ → 0), ואז (15) מצטמצם ל (2), כפי שצריך. בסעיף 4 א נראה כי הכללת מונח תיקון מודל קפיצה ממדרגה ראשונה חשובה לפלט ה- LES.

ב. קצב השתלבות בשכבת גבול הסעה מעוטרת בענן

כדי להיות מסוגל לתאר w" υ כסכום של תהליכים ליניאריים של w" l ו wשt הפרופיל מחולק לארבעה חלקים (איור 3). החלק הראשון משתרע מהשטח ועד לבסיס הענן zcb החלק השני משתרע מ zcb ל חδrad, הגובה שבו השטף הקרין הופך לאפס שהקטע השלישי משתרע ממנו חδrad ל zאני והקטע האחרון הוא שכבת ההיפוך מ zאני ל ח. מתחת לענן לבסס את הביטויים עבור w" l ו wשt משולבים לתת w" υ באמצעות אu ו בu מעל בסיס הענן השקולות הרוויות של אלה משמשות עבור השילוב. תיאור של ביטויים אלה עבור w" υ ניתן בנספח ד '.

כדי להיות מסוגל להשתמש בביטוי עבור wה1 כפרמטר של עריכה יש צורך למצוא סגירה עבורה w" υ |zאני , מכיוון שזהו המשתנה הפנימי היחיד. סגירה זו תהיה נושא הפרק הבא.

ג. סגירות לשטף הציפה המינימלי

1) סגירת Deardorff

2) מחיצה אוילרית

משוואה (27) נלקחת כהנחת הסגירה לקביעה wה, אבל כדי להיות מסוגל להשתמש בהנחה זו יש לדעת נ ו פ. דרך החלוקה ב לְתוֹך פ ו נ אינו פשוט. נדון בשתי דרכים אפשריות, דהיינו Oulerian וחלוקת תהליכים.

3) חלוקת תהליכים

הדרך השנייה לחלוקה w" υ לחלקים פ ו נ נקרא "חלוקת תהליכים" (Manins and Turner 1978). בשיטה זו ההנחה היא כי כל תהליך פיזי רלוונטי תורם בנפרד לייצור או לצריכה של TKE. לכן w" υ הוא סכום של מספר תהליכים ליניאריים עצמאיים (למשל, סטייה בשטף קרינה, חימום פני השטח ותחום), שהאינטגרל שלהם תורם לשניהם נ אוֹ פ. Stage ו- Businger (1981a) נגזרו ביטויים עבור נ ו פ באמצעות מודל קפיצה מסדר אפס כאן נבצע הרחבה למודל קפיצה ממדרגה ראשונה שבה מתרחשת סטיית השטף הקרינה על עומק מסוים.

הביטויים עבור נsb1 ו פsb1 כפי שניתן בנספח ד 'תקפים רק לגבי שטף משטח חיובי, שטף ציפה שלילי ב zאני, ואין ניתוק בבסיס הענן (ניתוק ניתוק כאשר מניחים מינימום מקומי בפרופיל של ww'בבסיס הענן). ביחס לביטויים הכוללים את האפשרויות של שטפי שטח שליליים ושטף ציפה חיובי ב zאני אנו מתייחסים ל- Stage and Businger (1981a). בעזרת (29) אנו מסוגלים להגדיר פרמטר, אsb1 = −נsb1/פsb1. במקרה של δ → 0 ו- δrad → 0 משוואה זו דומה לזו שב- Stage and Businger (1981a).

ד. מקרה בוחן: SCBL ללא שטף שטחים

מאיור 6 ברור כי במקרה של ערכים של δrad,ב/zאני גדול מ -0.3 שתי המחיצות מראות התנהגות דומה. עם זאת, בגבול δrad,ב/zאני → 0 ניתן להבחין בהבחנה ברורה בהתנהגות. במקרה של δrad,ב/zאני → 0 היחס המבוסס על חלוקת תהליכים הולך ל -אsb1 והיחס המבוסס על מחיצה אוילרית עובר ל -1 ולפיכך אינו תלוי בערך של אks1. בעננים δrad,ב הוא בדרך כלל די קטן, ולכן חשוב שיהיה סגר מרתק שמתנהג היטב בגבול זה. על מנת להחליט באילו מהסגירות הנ"ל יש להשתמש, יש ללמוד איזו התנהגות תוצאות LES מפגינות במקרה של δrad,ב/zאני → 0.


נתוני שדות

תיאור ניסיוני

נתוני השדה המשמשים בהערכת המודל כללו GLCs של שפכי מחסנית, משתנים מטאורולוגיים וערימות תנאים ממקורות צפים - תחנות כוח מרילנד ותחנת הכוח קינקאיד. צמחי מרילנד - צ'יל פוינט, דיקרסון ומורגנטאון - היו באזורים מרוחקים ורחוקים ממקורות אחרים של SO2 שעוקב אחר המעקב. פרופילים לרוחב רוחב של SO2 נמדדו מתוך טנדר מכשיר נייד, שעשה מעברים חוזרים ונשנים דרך הפלומה לאורך כבישים החוצים את קו האמצע של הפלומה. בדרך כלל, שישה פרופילים נמדדו לאורך אותו מסלול במהלך מרווח של שעה וממנה נבנה פרופיל ממוצע של אוילריה. הריכוז המרבי מהפרופיל הממוצע שימש בהערכת המודל.

המשתנים המטאורולוגיים כללו פרופילים אנכיים של הרוח ממעקב אחר בלונים ופרופילי טמפרטורה אנכיים של רדיו או מטוסים מכשירים. נתונים אלה נוספו על ידי תצפיות על פני השטח - מהירות הרוח, כיסוי העננים וגובה התקרה - משדות התעופה הלאומיים של וושינגטון הלאומי ודאלס. בנוסף, נתקבלו נתוני בידוד משדה התעופה דאלס לאומדן שטף החום על פני השטח.

אחת עשרה SO נוספים2 התקבלו מדידות ברוח קלה, תנאי הסעה ממסכים קבועים סגורים (איקס 3 ק"מ) לארבע תחנות כוח - מורגנטאון, נהר מוסקינגום (אוהיו), ג'ון סבייה (טנסי) וקמברלנד (טנסי).

מפעל Kincaid ממוקם באדמה חקלאית שטוחה ליד ספרינגפילד, אילינוי. מהדורות רציפות של SF6 מהערימה של 187 מ 'נעשו בכ -30 ניסויים, כל אחד לאורך תקופה של כ-6-9 שעות. ממוצע שעתי ממוצע6 GLCs נמדדו ב -200 תחנות דגימה המסודרות על חמישה עד שבע קשתות ונעו בין 0.5 ל -50 ק"מ במורד הרוח מהמקור.

הנתונים המטאורולוגיים כללו את מהירות הרוח, כיוון הרוח והטמפרטורה בארבע מפלסים על מגדל של 100 מ 'ליד הערימה. נתונים אלה נוספו על ידי פרופילים אנכיים של הרוח והטמפרטורה מעליהן של בלוני מכשירי עלייה. בנוסף, נמדדו במקום ערכים לפי שעה של קרינה נטו, בידוד וכיסוי עננים. ה- SF6 שיעור הפליטה ותנאי יציאת מחסניות אחרים התקבלו או ממסכי ערימה או מנתוני הפעלה של המפעל.

טווחי תנאי הערימה, משתנים מטאורולוגיים ונתוני GLC מהצמחים השונים מוצגים בטבלה 1. פרטים ניסיוניים נוספים ניתן למצוא ב- Weil and Brower (1984) לצמחי מרילנד וב- Hanna and Paine (1989) עבור Kincaid צמח.

תשומות מטאורולוגיות ונתוני GLC

מודל ה- PDF דורש מספר משתנים מטאורולוגיים מרכזיים - שטף חום השטח שo = ρאגעמ wθo , איפה געמ הוא חום האוויר הספציפי, zאני, U, ו u∗ ה w∗ נקבע מתוך שo ו zאני. המשתנים ניתנים על ידי וייל וברוור (1984) לצמחי מרילנד וחנה ואח '. (1986) למפעל Kincaid. השיטות לקביעת המשתנים שונות במקצת לשני האתרים ומסוכמות להלן בקצרה.

  • לצמחי מרילנד, שo נחשב 0.4שר (וייל וברוור 1984), היכן שר הוא החומץ. למפעל Kincaid, שo הוערך מתוך מודל הולטסלג ואן אולדן (1983) תוך שימוש במצופה שר ומקדם לחות משוער של 0.5 במודל שלהם. מודל הולטסלג ואן אולדן נתן בדרך כלל תוצאות דומות שo = 0.4שר, אך עם מעט פחות שונות.
  • ה zאני נקבע מתוך פרופילי הטמפרטורה הנצפים ונבחר באופן סובייקטיבי כגובה בו שיפוע הטמפרטורה האנכי הופך לראשונה לאיזותרמית מעל שכבה מבוססת קרקע מעורבת היטב. הוא נכלל עם הזמן בין הפרופילים שנצפו באמצעות גרסה שונה של המודל של Carson (1973) (Weil and Brower 1983), המבוסס על מאזן אנרגיה של CBL.
  • עבור צמחי מרילנד, U היה ערך ממוצע אנכי מפרופילי הרוח העוקבים אחר הבלונים. למפעל Kincaid, U התקבל על ידי החדרת מהירות הרוח ברמה של 10 מ '[ū(z = 10 מ ')] לגובה 0.1zאני שימוש בפרופיל הדמיון של מונין - אובוחוב (M – O) (למשל, ראה באסינגר 1973):

ה- GLCs הנצפים גobs בשימוש הערכת המודל היו הריכוזים המרביים מהפרופילים הממוצעים לרוחב הרוח בניסויי מרילנד והמקסימום על קשתות רוח רוחב בניסויי קינקאיד. נתוני GLC של Kincaid נבדקו כדי לחסל SF לא בטוח6 ריכוזים, מקרים בהם ריכוז קו האמצע של הפלומה הוגדר בצורה גרועה על ידי קשת הדגימה, ותקופות עם נמוך וחסר הגדרה. שo. הקריטריונים הספציפיים שיש לעמוד בהם היו (ראו חנה ואח '1986 נספח ג')

  • גobs & gt 10 ppt, כאשר הערך האחרון הוא אי ודאות ב- SF6 ריכוז המבוסס על דוגמאות משוכפלות וביקורות ביצועים (Bowne et al. 1983)
  • ריכוז השיא שנצפה היה חייב לשכב בתוך קשת של ± 2συ /U מתמקדת בכיוון הפלומה הצפוי, שנבחר ככיוון הרוח בגובה 100 מ 'על מגדל קינקאיד ו
  • ה שo had to exceed 60 W m −2 , and the comparisons were restricted to days without rain.

Free and mixed convection boundary-layer flow over vertical surfaces in porous media

Ioan Pop , Derek B. Ingham , in Convective Heat Transfer , 2001

11.6.2 Stagnation point

The problem of free convection boundary-layer flow near the lower stagnation point of a two-dimensional cylindrical body which is immersed in a porous medium, where the flow results from the heat released by an exothermic catalytic reaction on the cylinder surface, has been treated by Merkin and Mahmood (1998) . On noting that in this case S ( x ) ≡ x and taking

Equations (11.68)–(11.70) reduce to

while the boundary conditions (11.71) become

where the reactant consumption parameter α4 is defined by the relation

so that Equations (11.85) and (11.86) become

and the boundary conditions (11.87) give

On integrating numerically Equations (11.90) it was found by Merkin and Mahmood (1998) that

From the boundary conditions (11.87) , we now obtain, after a little algebra, the following relation

where α 5 ( L e ) = α 2 C 0 C 1 . Clearly expression (11.92) requires θ w < 1 α 5 .

For the case when there is no reactant consumption, i.e. α2 = α5 = 0 then Equation (11.92) gives

On differentiating Equation (11.93) with respect to θ w , we find that the critical points (turning points on the bifurcation diagram, where d α 4 d θ w = 0 ) are given by

and, for example, when α = 0.02 these turning points have the values

Further, for α2 ≠ 0 the critical points are given by the equation

On putting α = 0 into this equation, we find that there are critical points at

and we note from this expression that there is a hysteresis bifurcation, i.e. coincident critical points, where α 5 = 10 − 4 6 = 0.2020 . To determine where there is a hysteresis bifurcation it is necessary to solve Equation (11.96) simultaneously with the equation

Equations (11.96) and (11.98) were solved numerically by Merkin and Mahmood (1998) and the results are shown in Figure 11.17 . It can be concluded that for α > 0, and for values of α5 below the curve shown in Figure 11.17(a) , that multiple solutions exist in the region between the upper θ w ( 2 ) and lower θ w ( 1 ) critical points. Variations of θ w ( 1 ) ( α 5 ) and θ w ( 2 ) ( α 5 ) with as are shown in Figure 11.17(b) for α = 0.02, where the upper and lower critical points are given by the values (11.95) .

Figure 11.17 . The solution of Equation (11.96) in the ( α , α 5 ) plane (b) Variations of θ w ( 1 ) ( α 5 ) and θ w ( 2 ) ( α 5 ) for α 2 = 0.02 .


5. Conclusions

[41] High resolution large-eddy simulations of unstable and stable atmospheric boundary layers (ABL) with constant surface heat fluxes were conducted using the Lagrangian scale-dependent dynamic SGS model [ Bou-Zeid et al., 2005 ] and the Lagrangian scale-invariant dynamic SGS model [ Meneveau et al., 1996 ]. In unstable conditions, the vertical profiles of mean quantities and fluxes are predicted equally well by both approaches. In stable conditions, there are significant differences in the profiles. The scale-invariant dynamic procedure is underdissipative which leads to larger velocity variances and fluxes in the nocturnal boundary layer. In addition, a faster growth of the nocturnal boundary layer is observed for the LES with the scale-invariant dynamic model.

[42] The advantages of the scale-dependent dynamic procedure become especially evident in the velocity spectra, which follow the expected scalings in the inertial range correctly. The spectra in the scale-invariant dynamic simulation are flat, indicating an unnatural buildup of turbulent kinetic energy at the small scales. Obtaining correct velocity and temperature spectra in a simulation is of paramount practical importance, since the energy distribution of turbulence structures greatly affects all transport processes, including those of nonhomogeneous processes such as evapotranspiration over heterogeneous surfaces.

[43] By analyzing the Smagorinsky coefficients obtained during the simulations of a diurnal cycle, we conclude that the Lagrangian dynamic SGS models in LES of ABL flow of varying stability are able to predict trends of the Smagorinsky coefficient גש (Δ) that agree well with the coefficient measured a priori in the HATS experiment ( KMP03 , KPM04 ). גש (Δ) decreases both in the near-wall region and in stable conditions. The scale invariant dynamic procedure underpredicts the field experimental value of גש (Δ,emp) , but closely matches the scale-invariant coefficients obtained in the field study גש (Δ,dyn) . The Smagorinsky coefficient predicted from the scale-dependent dynamic model is similar to גש (Δ,emp) . However, for neutral and moderately stable conditions גש (Δ) is larger and increases faster with zח in the field measurements than in LES.

[44] The scale-dependent dynamic procedure is successful in automatically reducing גש (Δ) in stable conditions, such as in the stable region above the inversion layer, and in the nocturnal boundary layer. Moreover, the agreement between LES and field experimental study supports the applicability of a priori studies to gain insights into development and testing of SGS parameterizations for LES. Finally, the detailed analysis of the diurnal cycle simulation of the ABL of Kumar et al. [2006] provides further illustration of the strengths of the dynamic model in LES to study complex time-dependent problems in hydrology and land-atmosphere interaction.


Winds within the Grand Canyon

Wagner (1938) and Defant (1951) have described the local thermally driven wind systems that are observed in valleys all over the world. Thermally driven winds produce regular diurnal shifts in wind speed and direction, and are best developed in clear undisturbed weather conditions when winds aloft are light. The along-valley and along-slope wind systems are ubiquitous in complex terrain areas and have been reported in most of the valleys studied to date. At night, downslope and down-valley winds prevail during daytime, upslope and up-valley winds are the general rule. Downslope and down-valley winds can persist for much of the day during short winter days, especially in snow-covered valleys or valleys where upward sensible heat fluxes are weak.

Nighttime winds, observed by tethersondes at the Phantom Ranch site, are frequently light and variable in the lowest 550 m of the canyon but are stronger and parallel to the canyon’s axis in the upper two-thirds of the canyon. Nocturnal winds, while parallel to the canyon’s axis, can blow either up or down the canyon, suggesting that canyon winds are channeled, rather than thermally driven. The few available soundings taken during near-clear, light-wind-aloft periods (Fig. 14), show that morning winds are from the west on some days (20 January and 6 February), but from the east on other days (28 February and 1 March). Similarly, evening winds are from the east on 20 January and 11 February, and from the west on 15 February. Thus, there is no clear diurnal variation in along-canyon wind direction. Further, canyon wind speeds are quite variable from day to day. Thus we conclude that the wintertime along-canyon wind system is not a typical thermally driven wind system.

From Fig. 1, the canyon represents a channel that connects the Colorado Plateaus Basin east of the canyon with the lower-lying Basin and Range Province west of the canyon. To evaluate the possibility that synoptic-scale pressure gradients along the canyon’s axis are responsible for driving winds through this channel, we investigated the relationship between wind directions and speeds in the canyon and the synoptic-scale pressure gradient. Canyon wind speeds were determined from individual Phantom Ranch tethered balloon soundings by averaging all wind speed data points in the soundings from 1300 m MSL (i.e., 550 m above the Phantom Ranch site) to the highest point attained by the sounding. The mean speeds were given a positive sign for westerly winds that carried air up the canyon and were given a negative sign if they blew down the canyon. The horizontal pressure differences between the Basin and Range Province and the Colorado Plateaus Basin were then evaluated using upper-air soundings at Ash Fork (ASH), Arizona, and at Page (PGA), Arizona. During the WVS experiment, procedures were established and followed at the WVS upper-air sounding sites to intercompare and calibrate aneroid barometers, and to use these intercomparisons to set an accurate surface pressure before the launch of each WVS sonde (C. G. Lindsey 1995, personal communication). The horizontal pressure gradient between the Basin and Range Province and Colorado Plateaus Basin was determined by computing the differences in the heights of the 82.5-kPa pressure surface at the two stations using upper-air soundings that were within about 3 h of the tethered balloon wind observations in the canyon. The 82.5-kPa pressure surface was chosen to represent the middle levels of the canyon atmosphere. Figure 15 shows the relationship between the PGA–ASH height differences and the canyon wind speeds. Winds in the canyon blow down-canyon when the height gradient has one sign and blow in the opposite direction when the height gradient has the opposite sign. Canyon wind speeds increase as the height (or, equivalently, pressure) differences increase. Winds in the canyon are thus driven by horizontal pressure differences along the canyon axis between the elevated Colorado Plateaus Basin and the atmosphere in the Basin and Range Province at the canyon’s west end. This pressure-driven channeling of winds in a valley has been previously noted in Germany’s Rhine Valley (Gross and Wippermann 1987) and in the Tennessee Valley (Whiteman and Doran 1993). It should be noted that a preliminary investigation of channeling in the Grand Canyon by Gaynor and Ping (1993), following a conference presentation of the channeling results reported here (Whiteman 1992), found no channeling effect. Their analyses, however, used the contaminated radar profiler wind data at Phantom Ranch (see section 2c).

Wind channeling within the canyon has a number of important air pollution transport implications, since pollutant-laden air can be advected into the canyon from either the east or west end depending on the along-valley component of the synoptic-scale pressure gradient. Thus, when a low pressure system approaches the canyon from the west, or when a high pressure builds east of the canyon, air and pollutants will flow westward through the canyon from the Colorado Plateaus Basin. Pollutants are known to build up in this basin over multiday periods (Yu and Pielke 1986 Allwine and Whiteman 1994) as pollutants from mining operations, power plants, fires, and other sources recirculate within the basin temperature inversion. Low pressures in the Colorado Plateaus Basin or high pressures west of the canyon will cause air to flow eastward through the canyon. Pollutants during these events may come from Las Vegas, the Los Angeles Basin, or from other regional sources west of the canyon (Stauffer and Seaman 1994Green and Gebhart 1997).

The preliminary nature of the wind channeling finding must be stressed, as only 29 data points are available to relate canyon winds to synoptic-scale pressure gradients using the Phantom Ranch tethered balloon soundings and the PGA–ASH height gradients. The strength of the relationship is rather surprising in view of the nonoptimal locations of the ASH and PGA sites for measuring pressure gradients between the east and west ends of the canyon. The PGA–BUL and PGA–CAM height gradients also had some value as predictors of the canyon winds, but were not as suitable as the PGA–ASH gradients, presumably because of their poorer representativeness of the along-canyon gradients. Analyses were also performed to determine if the canyon wind direction could be determined from the 82.5-kPa height gradients between the long-term National Weather Service rawinsonde network stations at DRA (Mercury, Nevada, 36°37′N, 116°01′W, 1007 m MSL) and INW. The DRA–INW gradients (and the DRA–PGA gradients) proved to be of little value in predicting canyon winds, presumably because of the suboptimal station locations and the lack of procedures for intercomparing and setting accurate surface pressures before the National Weather Service (NWS) sondes were launched.

The strong relationship between synoptic-scale pressure gradients and winds in the canyon suggests that the canyon, and, possibly, other low-lying passes on the western edge of the Colorado Plateaus Basin, will be the conduit for channeled flows as synoptic pressure gradients vary across the region. Doppler sodar wind data collected in the WVS experiment at Fredonia, Arizona, 55 km southwest of Fredonia Pass, appear to support this view. The winds over Fredonia (not shown) are bidirectional, blowing from either the northeast or southwest, and do not appear to be predominantly diurnally forced. In winter, winds above the region are most often from the southwest. These climatologically favored winds are produced when low (high) pressure occurs to the northwest (southeast) of the canyon. In moist conditions the pressure-driven flows may produce clouds as air is carried over the passes or converges into the narrow passages.


הכרות

Special thanks go to Massimiliano de Franceschi, for providing the experimental setup of the motor glider and technical support for the measurements, and to the motor glider pilots, Andrea Ferrari and Fabrizio Interlandi. This work has been partly supported by the Provincia Autonoma di Trento under Project PAT-UNITN 2001, and by granting a leave of absence to G. Rampanelli for completing his Ph.D. תכנית. This work has been also partly supported by the Italian National Institute for Scientific and Technological Research on the Mountain under the program INRM2000.


צפו בסרטון: 05 - גבול של סדרה