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DESENVOLVIMENTO DE CICLONES E ANTICICLONES Lecture 10.

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1 DESENVOLVIMENTO DE CICLONES E ANTICICLONES Lecture 10

2 Equação de Desenvolvimento Em grande parte a ciclogênese, que se observa na baixa troposfera, ocorre em associação com zonas frontais de superfície e advecção de vorticidade ciclônica nos níveis troposféricos superiores. Estes são os principais fatores necessários para produzir um ciclone extratropical. Existem outros fatores que contribuem para o desenvolvimento. Eles são de natureza essencialmente secundária e, em geral, somente servem para modificar os sistemas existentes. Nesta categoria encontram-se fatores como o aquecimento (resfriamento) do tipo sensível em virtude da superfície subjacente e o aquecimento da atmosfera por liberação de calor latente devido à condensação (formação de nuvens e precipitação) Nessa seção a derivação da equação que descreve o desenvolvimento de ciclones e anticiclones é análogo ao utilizado por Sutcliff e Petterssen (Petterssen, 1956, Capítulo 16, Vol. 1).

3 Assuma que a quantidade de divergência/convergência é proporcional à taxa de desenvolvimento. Pela equação da vorticidade, sabe-se que a quantidade de convergência/divergência é proporcional à taxa de produção de vorticidade absoluta (ciclônica/anticiclônica) d/dt (ζ + f) = (ζ + f) p V(9.1) Considere-se um sistema de coordenadas fixo com respeito ao sistema de superfície (ciclone ou anticiclone). Defini-se ζ + f = Q e Q/ t como a taxa local de variação de vorticidade neste sistema (este termo representa intensificação). Defini-se também C como o vetor velocidade do sistema de pressão.

4 Desta forma, a taxa de variação de Q com respeito à Terra ( Q/ t) será igual à taxa de variação local de Q no sistema de coordenadas do ciclone ( Q/ t) mais a variação de Q em virtude da translação do ciclone. Matematicamente isto é dado por: Q/ t = Q/ t – C Q (9.2) Na ausência de intensificação, as variações locais em Q ocorrem somente em virtude do movimento do sistema de pressão.

5 Como o interesse é na ciclogênese (anticiclogênese) em superfície, a equação anterior (9.2) será aplicada ao nível de 1000 hPa. Resolvendo (9.2) para o termo intensificação, temos Q 0 / t = Q 0 / t + C Q 0 (9.3) onde Q 0 é a componente vertical da vorticidade absoluta no nível de 1000 hPa. A atenção será focalizada na obtenção de uma expressão para Q 0 / t. Para chegar a esta expressão utiliza-se a equação da vorticidade, aplicada ao nível de não-divergência (NND), e a definição de vento térmico. O vento térmico fornece o acoplamento vertical dos sistemas troposféricos mais baixos com os sistemas da troposfera média e superior.

6 A equação da vorticidade (em coordenadas de pressão) no nível de não-divergência (NND), pode ser escrita como dQ/dt = 0, or Q/ t + V p Q + Q/ p = 0 (9.4) Defini-se o vento térmico entre 1000 hPa e o NND ( 500 hPa), como: V T = V – V 0 Onde V 0 é o vento geostrófico em 1000 hPa e V é o vento geostrófico no NND. Resolvendo a equação acima para V, tem-se V = V T + V 0 Fazendo o rotacional dessa equação, tem-se xV = xV T + xV 0 Fazendo o produto escalar dessa equação com o vetor unitário k e somando f para ambos os lados da equação, tem-se k xV + f = k xV T + k xV 0 + f, or Q = ζ T + Q 0 (9.5) onde ζ T é a vorticidade relativa do vento térmico.

7 Substituindo eq. (9.5) no primeiro e no terceiro termos da equação (9.4), tem-se ζ T / t + Q 0 / t + V p Q + ζ T / p + Q 0 / p = 0 (9.6) Resolvendo essa equação para Q 0 / t, tem-se: Q 0 / t = - ζ T / t - V p Q - ζ T / p - Q 0 / p (9.7) Por ser a vorticidade em 1000 hPa, Q 0 não é função da pressão. Então, Q 0 / P = 0. Analogamente, como definido acima, ζ T é a vorticidade relativa do vento térmico, definido para uma certa camada de pressão constante, então o termo ζ T / P = 0. Na prática, o NND não é encontrado num nível particular e, portanto, a camada de pressão não é constante. Estimativas já feitas demonstraram que o termo ( ζ T / P) é muito pequeno e não contribui de modo significativo. Defini-se: A Q = V p Q como a advecção de vorticidade no NND. Pode-se então escrever a equação (9.7) como Q 0 / t = - ζ T / t + A Q (9.8)

8 Com base na equação acima nota-se que a variação local de Q 0 depende da variação local da vorticidade relativa do vento térmico, bem como, da advecção de vorticidade absoluta no NND. A vorticidade relativa do vento térmico pode ser determinada a partir da carta de espessura e sua variação local pode ser inferida do movimento esperado da configuração. Como é evidente nas figuras em seguidas (HN e HS), a vorticidade relativa do vento térmico (ζ T ) é anticiclônica na região dos sistemas de baixa pressão à superfície. Na vanguarda dos sistemas de baixa (alta) pressão ζ T esta se tornando mais anticiclônica (ciclônica). Portanto, pela equação acima Q 0 está se tornando mais ciclônica (anticiclônica). Região II: ζ T / t < 0 and Q 0 / t > 0 Região I: ζ T / t > 0 and Q 0 / t < 0 VTVT VTVT VTVT ζ T < 0 L I II H ζ T > 0 HN Q 0 <0 (vorticidade anticiclônica ) Q 0 >0 (vorticidade ciclônica )

9 Q 0 / t = - ζ T / t + A Q (9.8) VTVT VTVT VTVT ζ T >0 L I II H ζ T < 0 HS Q 0 >0 (vorticidade anticiclônica ) Q 0 <0 (vorticidade ciclônica ) Região I: ζ T / t < 0 and Q 0 / t > 0 Região II: ζ T / t > 0 and Q 0 / t < 0

10 Se a configuração da espessura permanecesse constante no tempo, então o sistema de pressão simplesmente sofreria uma translação. Contudo, este não é geralmente o caso. Normalmente, a advecção fria atrás de uma frente fria e a advecção quente na frente de uma frente quente combinam- se, tal que ζ T / t 0 no centro da baixa. Isto resulta em intensificação do sistema de baixa pressão à superfície.

11 A advecção fria na retarguarda da frente fria também serve para intensificar o cavado nos níveis troposféricos médios e superiores, pelo abaixamento da altura geopotencial. De modo análogo, a advecção quente na vanguarda de uma frente quente serve para amplificar uma crista em altos níveis Como resultado, a advecção de vorticidade nos níveis troposféricos médios e superiores e a divergência/convergência nos níveis altos associadas estão aumentando, resultando num padrão de movimento vertical intensificado. Além disso, o aumento do escoamento na troposfera, resultante da conversão de energia potencial em energia cinética, cria ventos fortes que aumentam a advecção de vorticidade, divergência / convergência, e a velocidade do deslocamento dos sistemas de pressão de superfície.

12 Para obter uma equação matematica mais conveniente para ζ T / t, Sutcliff fez uso da Primeira Lei da Termodinâmica d*H = C p dT – 1/ dp(9.9) onde d* representa uma diferencial inexata. Dividindo esta expressão por C p dt, obtêm-se: (1/C p ) d*H/dt = dT/dt – /( C p )(9.10) onde = dp/dt. Pode-se usar a equação (9.9) para mostrar que a taxa de variação vertical de temperatura adiabática em coordenadas de pressão é dada por: d = T/ p = 1/( C p )(9.11)

13 Substituindo eq. (9.11) em eq (9.10) e resolvendo para dT/dt, tem-se dT/dt = (1/C p ) d*H/dt + d (9.12) Expandindo o lado esquerdo da equação (9.12), tem-se T/ t + V p T + T/ p = (1/C p )d*H/dt + d (9.13) Resolvendo para T/ t e substituindo em T/ p T/ t = V pT + ( d - ) + (1/C p )d*H/dt (9.14)

14 Lembre-se que tanto a temperatura como o vento térmico são relacionados com a espessura. Portanto, usando a equação hidrostática para substituir T na equação (9.14), obtêm-se, mediante integração, uma equação de tendência da espessura a partir da qual é possível derivar uma expressão para ζ T / t. Da equação hidrostática, obtêm-se uma espressão para T T = g/R( z/ lnp)(9.15) Substituindo eq. (9.15) em eq. (9.14), tem-se g/R ( z/ lnp) t = g/R(V p [ z / lnp]) + ( d ) + (1/C p )d*H/dt (9.16) Mediante integração da equação (9.16) entre dois níveis de pressão p 0 e p, o termo do lado esquerdo torna-se -g/R lnp ([z/lnp]/t) dlnp = -g/R[ (z -z 0 ) / t] lnp0 (9.17) onde os limites inferior e superior da integração do lado esquerdo são lnp 0 e lnp, respectivamente. Após a integração, o primeiro termo no lado direito da eq. (9.16) torna-se g/R V p (z/lnp)dlnp = (g/R)V m p (z z 0 ) (9.18) Onde V m é o vento média para a camada entre p 0 e p.

15 Defina a advecção da espessura como: A z – V m p (z – z 0 ) Com esta definição pode-se reescrever a equação (9.18) na seguinte forma g/R V p (z/lnp)dlnp = –(g/R)A z (9.19) Os outros termos no lado direito da equação (9.16), tornam-se ( d ) ωdlnp = [( d ) ω] m ln(p/p 0 )(9.20) e – (1/C p )(d*H/dt)dlnp = (1/C p )(d*H/dt) m ln(p/p 0 )(9.21) Portanto, após integração, a equação (9.16) pode ser escrita como segue g/R[ (z z 0 )/ t] = –(g/R)A z + {[( d ) ω] m + (1/C p )(d*H/dt) m }ln(p/p 0 ) (9.22) ou multiplicando por um sinal de menos g/R[ (z z 0 )/ t] = (g/R)A z + {[( d ) ω] m + (1/C p )(d*H/dt) m }ln(p 0 /p) (9.23)

16 Eq. (9.23) é a equação de tendência da espessura. Advecção fria, A Z 0, o que implica (z-z 0 )/ t 0. Advecção quente, A Z 0 e, portanto, (z-z 0 )/ t 0. Em condições atmosféricas estáveis, d, tem-se que o movimento subsidente ( 0) leva a (z-z 0 )/ t 0 e o movimento ascendente ( 0) leva a (z-z 0 )/ t 0. Se o calor estiver sendo adicionado à camada, seja em virtude de liberação de calor latente ou seja por aquecimento sensível por baixo, a tendência da espessura será positiva.

17 Para obter a vorticidade relativa do vento térmico, usa-se o fato de que para o escoamento geostrófico, a vorticidade geostrófica é ζ g = (g/f) 2 z(9.24) Portanto, a vorticidade relativa do vento térmico pode ser escrita como ζ T = (g/f) 2 (z – z 0 )(9.25) Fazendo o laplaciano da equação (9.23), tem-se g/R[ 2 (z – z 0 )/ t] = g/R 2 A z + 2 {[( d ) ω] m + (1/C p ) (d*H/dt) m } ln(p 0 /p) (9.26) Defina S [( d ) ω] m ln(p 0 /p) (termo de estabilidade)(9.27) eH (1/C p ) (d*H/dt) m ln(p 0 /p)(termo de aquecimento diabático)(9.28) Substituindo eqns. (9.25), (9.27) e (9.28) em eq. (9.26), tem-se f/R ζ T / t = g/R 2 A z + 2 S + 2 H Resolvendo esta expressão para ζ T / t, tem-se ζ T / t = (g/f) 2 A z + (R/f) 2 S + (R/f) 2 H(9.29)

18 Substituindo eq. (9.29) em eq. (9.8), tem-se Q 0 / t = (g/f) 2 A z (R/f) 2 S (R/f) 2 H + A Q (9.30) E substituindo (9.30) em (9.3), tem-se Q 0 / t = (g/f) 2 A z (R/f) 2 S (R/f) 2 H + A Q + C Q 0 (9.31) Esta é a equação de desenvolvimento de ciclones e anticiclones, onde: Q 0 / t é a intensificação, A Q é a advecção de vorticidade absoluta no NND, 2 A Z é o laplaciano do campo de advecção de espessura, 2 S é o laplaciano do campo de movimento vertical adiabático, 2 H é o laplaciano do aquecimento diabático, C Q 0 é a variação em Q 0 devida à translação.

19 Aplicação da Equação de Desenvolvimento

20 A equação de desenvolvimento é: Q 0 / t = (g/f) 2 A z (R/f) 2 S (R/f) 2 H + A Q + C Q 0 Intensificação advecção de espessura termo de estabilidade (efeitos adiabaticos) aquecimento diabático advecção de vorticidade translação

21 Efeitos Diabáticos Considere-se inicialmente os efeitos do aquecimento diabático. Conforme definido anteriormente, o termo diabático é – (R/f) 2 H, que pode ser escrito como proporcional às variações de vorticidade no nível de 1000 hPa. Se este termo for positivo no Hemisfério Norte ou negativo no Hemisfério Sul, então haverá uma contribuição à produção de vorticidade ciclônica. Hemisfério Norte (HN, f>0) – (R/f) 2 H 0 para uma fonte de calor – (R/f) 2 H 0 para um sumidouro de calor Hemisfério Sul (HS, f<0) – (R/f) 2 H 0 para um sumidouro de calor – (R/f) 2 H 0 para uma fonte de calor

22 Uma massa de ar frio que passa sobre uma superficie relativamente quente (lago grande ou oceano) é aquecida por baixo. Este é um caso de aquecimento diabático onde a água atua como fonte de calor. Esta situação frequentemente ocorre no Golfo do Alasca durante o inverno do Hemisfério Norte. Também ocorre no inverno, embora de forma menos acentuada, nos Estados Unidos (grandes lagos e frequentemente ao longo da costa leste), no Golfo do México, a leste do Japão e próximo à costa da Antártica. Como será visto em breve, o termo diabático é também significativo nas regiões sujeitas às circulações de monções.

23 O termo diabático também inclui aquecimento devido à liberação de calor latente quando as nuvens e precipitação se formam. Este aquecimento é importante: 1. em sistemas de baixa pressão em latitudes médias que apresentam umidade abundante e 2. em sistemas tropicais, tais como tempestades tropicais e furacões. No caso de furacões, aquecimento diabático serve como a fonte prinicpal de energia para o desenvolvimento.

24 No termo diabático, H pode ser interpretado como a quantidade de calor fornecida ou removida de uma amostra de ar seguindo-se o seu movimento. Considere-se o caso do Mar Weddell perto da Antártica (Figura abaixo). Durante o inverno, existe muito pouca radiação solar incidente para aquecer a superfície do continente enquanto uma quantidade significativa de radiação (infravermelha) é perdida para o espaço. Consequentemente, a superfície resfria-se e o ar em contato com ela cede energia para a superfície. Então, o interior do Antártica (de fato, todas as regiões interiores dos continentes em altas latitudes) atua como um sumidouro de calor, portanto, como uma região favorável para desenvolvimento anticiclônico.

25 Á medida que a camada de ar frio torna-se mais profunda, a pressão à superfície sobe. Eventualmente, o ar começa descer as geleiras catabaticamente (encosta abaixo) e escoa em direção à costa oceânica. Se o campo de vento em altos níveis for orientado de forma a ajudar o movimento do ar frio, então o ar poderá percorrer uma distância considerável além da costa em direção ao oceano. À medida que o ar passa sobre águas mais quentes, ele recebe calor da superfície subjacente. O Mar Weddell atua como uma fonte de calor, sendo portanto, uma região favorável para o desenvolvimento ciclônico. Heat sink Heat source Sumidouro de calor Fonte de calor

26 Vamos examinar como o termo diabático é avaliado nesta situação. Considere que escoamento perpendicular a costa e dirigido para o oceano, como representado no diagrama anterior. Além disso, assuma que a costa é reta e orientada leste-oeste. Então, o termo aquecimento diabático seria – (R/f) 2 H = (–R/f) 2 H/ y 2 = (–R/f) / y ( H/ y) Se plotarmos o calor adicionado / removido como uma função de y, temos H +0–+0– Aquecimento Diabatico Resfriamento Diabatico OceanContinent O resfriamento diabático é maior no interior do continente, e o aquecimento diabático é mais forte a uma certa distância da costa. A quantidade de aquecimento da massa de ar, quando se move sobre a água relativamente quente, depende no contraste da temperatura do ar-mar (aquecimento é mais forte para grandes diferenças de temperatura ar-mar). A medida que a massa de ar torna-se aquecida, ela se transforma e, gradualmente, o contraste de temperatura ar-mar diminui. Assim, o aquecimento é forte perto do continente e menor quanto mais longe da costa. y

27 H +0–+0– Aquecimento diabático Resfriamento diabático OceanoContinente +0–+0– OceanoContinente 2 H/y 2 +0–+0– OceanoContinente H/y A ocorrência frequente de atividade ciclônica no inverno sobre o Golfo do Alasca, a costa da Gronelândia (perto da Islândia), ao longo da Costa Leste dos os EUA, a leste do Japão, e no Mar de Weddell (perto da Antártica) é em parte devido ao aquecimento diabático. Áreas que têm uma costa côncava, como o Golfo do Alasca, Golfo do México e o Mar de Weddell, experimentam um maior efeito de aquecimento diabático do Laplaciano, uma vez que há um aquecimento máximo sobre essas regiões, nas direções x e y.

28 Suponha que ao invés de uma transição suave entre o sumidouro de calor do continente e a fonte de calor do oceâno, nos escolhemos um valor constante para perda de calor sobre o continente e um valor constante de calor acrescentado sobre o Mar de Weddell. A inclinação de H (H/y) é igual a zero em todos os lugares, exceto na singularidade no litoral. É evidente que o Laplaciano de H é zero em todos os lugares e o efeito diabático não contribui para o desenvolvimento. +0–+0– H/y Singularidade H. +0–+0– ocean oceano continente Fonte de calor Sumidouro de calor

29 É óbvio que a situação acima não é realista. – A água rasa perto da costa seria mais fria que a água mais profunda longe da costa, o que proporciona menos calor para a massa de ar. – Além disso, a medida que a massa de ar frio se aproxima do equilíbrio com o oceano subjacente, a quantidade de aquecimento do ar sobrejacente diminui. – Portanto, um máximo em aquecimento ocorre em alguma distância longe da costa. – Da mesma forma, a influência marítima mantém a terra perto da costa, a temperaturas que são um pouco mais quente do que as do interior do continente. – Além disso, a medida que o ar frio escoa para baixo para o nível do mar ele aquece e contibui para que a terra perto da costa seja mais quente do que no interior do continente. Portanto, o perfil suave de aquecimento mostrado anteriormente é qualitatively realistico.

30 Gulfo do Alaska Sumidouro de calor Fonte de calor Regiões em altas latitudes onde o aquecimento diabático é importante

31 Weddell Sea Sumidouro de calor Fonte de calor

32 Regiões em altas latitudes onde o aquecimento diabático é importante Perto da Groenlândia Heat sink Heat source

33 Regiões em altas latitudes onde o aquecimento diabático é importante Perto da costa da Ásia Oriental Sumidouro de calor Fonte de calor

34 Regiões em altas latitudes onde o aquecimento diabático é importante Perto da Costa Leste dos EUA Sumidouro de calor Fonte de calor

35 Regiões em altas latitudes onde o aquecimento diabático é importante sobre grandes lagos não congelados Sumidouro de calor Fonte de calor

36 Aquecimento diabático devido à Condensação O termo aquecimento diabático é também importante quando nuvens e precipitação se formam. Este efeito é maior em massas de ar que têm humidade abundante em regiões de forte movimento ascendente. Nuvens espesas e precipitação forte formam a medida que o ar mT experimenta movimento ascendente (região de divergência em alto nível e advecção de vorticidade ciclônica). Aquecimento diabático, devido à condensação, contribui para a intensificação do ciclone. Este efeito é mais pronunciado sobre o Pacífico oeste (perto do Japão), Atlântico Ocidental (perto da costa leste dos EUA), oeste do Atlântico Sul (perto da costa da América do Sul), e ao longo da Zona de Convergência do Pacífico Sul (ZCPS), onde o aquecimento diabático devido à condensação e o aquecimento devido à temperaturas quente da superfície do mar contribui para ciclogênese rápida. B HS

37 Efeitos Adiabáticos Como visto anteriormente, o termo adiabático pode se escrito como: – (R/f) 2 S = – (R/f) ln(p 0 /p) 2 {[( d – ) ω] m } ou ainda, em condições estáveis ( d ) pode se escrito como: 2 S α 2 ω m Inicialmente, considere-se a situação de um sistema de baixa pressão à superfície. Acima da baixa, o ar deve estar subindo (ω m < 0). Em geral, o movimento ascendente máximo ocorre aproximadamente sobre a baixa em superfície, com valores menores em torno dela. Então, ω m é um mínimo, o que leva a 2 ω m > 0. Portanto, vê-se que este termo leva à produção de vorticidade anticiclônica na vizinhança do movimento ascendente máximo [(– (R/f) 2 S 0 in the SH)]. Analogamente, o termo adiabático provoca a produção de vorticidade ciclônica no caso de movimento subsidente máximo.

38 Portanto, numa atmosfera estável o termo adiabático tende a limitar o desenvolvimento de ciclones e anticiclones. No entanto, em determinadas circunstâncias, por exemplo, o caso dos cavados de sistemas de baixa pressão a sotavento das montanhas, o termo adiabático contribui para o desenvolvimento de sistemas de pressão à superfície.

39 Seja considerada uma cadeia de montanhas orientada na direção norte-sul, tais como as Rochosas (EUA) ou os Andes (SA), com o escoamento sobre as montanhas vindo de oeste. A medida que o ar é forçado a subir (ω m < 0) ao longo das encostas de barlavento das montanhas, vorticidade anticiclônica é produzida. Ao longo das encostas a sotavento o ar descendente (ω m > 0) contribui para a produção de vorticidade ciclônica. Normalmente, o ar ascendente ao longo das encostas de barlavento torna-se saturado e aquecimento diabático tende a compensar parcialmente os efeitos do resfriamento adiabático.

40 Efeitos Adiabáticos devido à Orografia Cadeia de Montanhas (HN) Cavado Crista (a) Cadeia de Montanhas (HS) Cavado Crista b) Padrão de escoamento típico resultante de efeitos adiabáticos a medida que o ar cruza uma cordilheira sob condições estáveis. Este padrão é frequentemente observado nas proximidades das Cordilheiras dos Andes na América do Sul e das Montanhas Rochosas na América do Norte.

41 Efeitos Adiabáticos (cont.) O termo adiabático afeta a trajetória de distúrbios transientes. A oeste da crista de uma montanha, os sistemas de baixa pressão são defletidos em direção ao pólo (tanto no HN como no HS), enquanto a leste, eles são defletidos em direção ao equador. Para ilustrar este efeito, considere-se um anticiclone à superfície à medida que ele aproxima-se dos Andes na América do Sul. Na ausência de efeitos adiabáticos pode-se esperar uma carta de superfície análoga a apresentada na Figura abaixo. Andes L A Em virtude da circulação em torno do anticiclone (A), o ar na região 1 está subindo em direção à crista da montanha. Isto é também verdadeiro para a região 3. Nessas regiões, há uma produção de vorticidade anticiclônica. De maneira análoga, as regiões 2 e 4 são caracterizadas pelo movimento encosta abaixo que leva à produção de vorticidade ciclônica. Portanto, os efeitos adiabáticos deformam o anticiclone, causando um deslocamento polar (equatorial) da alta no lado de barlavento (sotavento) das montanhas.

42 L Andes H H Esta configuração é frequentemente observada próxima dos Andes, de março a setembro. Uma configuração semelhante é também encontrada no oeste dos EUA e, às vezes, sobre as montanhas dos Apalaches (na região leste dos EUA). Os slides a seguir mostram exemplos do efeito adiabático em anticiclones de superfície sobre a América do Sul e África.

43

44 Amplificado padrão de onda, com crista sobre o leste do Pacífico e cavado sobre o Atlântico e sul do Brasil. Alta intensa na superfície atravessa as montanhas dos Andes e move-se para o norte na região subtropical da América do Sul. O efeito adiabático é evidente sobre norte da Argentina (escoamento ascendente) e ao longo da costa oeste da América do Sul (escoamento descendente). Crista Cavado

45 Forte impulso de ar frio para o norte ao longo das encostas leste dos Andes, as vezes cruza o equador.

46 Caso Sinóptico - África do Sul SLP (hPa) Amplificado padrão de onda, com a crista sobre o leste do Atlântico e cavado sobre o sul da África. Alta intensa na superfície entra o sul da África e move-se para o norte sobre o continente. O efeito adiabático para escoamento descendente é evidente ao longo da costa oeste da África. Crista Cavado

47 Efeitos Adiabáticos Orográficas – Sistemas de Baixa Pressão (América do Sul) Andes B Regiões 1 e 3 (ar descendo a montanha): termo adiabático contribui para a vorticidade ciclônica Regiões 1 e 3 (ar descendo a montanha): termo adiabático contribui para a vorticidade ciclônica Regiões 2 e 4 (ar subindo a montanha): termo adiabático contribui para a vorticidade anticiclônica Regiões 2 e 4 (ar subindo a montanha): termo adiabático contribui para a vorticidade anticiclônica Andes 1 4 B B

48 Efeitos da Advecção de Espessura Analogamente aos casos dos efeitos diabáticos e adiabáticos, é a configuração da advecção de espessura que é importante para causar variações na vorticidade. Considere a situação de um sistema de baixa pressão à superfície, com suas frentes associadas (figuras abaixo). L A área B delimitada é a região de máxima advecção fria. Portanto, 2 A Z 0 e o termo de advecção de espessura ((-g/f) 2 A Z 0) contribuiria para a produção de vorticidade anticiclônica. A área A delimitada é a região de máxima advecção quente. Portanto, 2 A Z 0) contribuiria para a produção de vorticidade ciclônica. A B HN HS A B L L N

49 Sistemas de baixa pressão movem-se a partir da região onde a tendência de vorticidade é anticiclônico máximo (advecção fria máxima) para a região onde a tendência de vorticidade é ciclónico máximo (advecção quente máxima), como indicado pelas setas largas nas figuras anteriores. O termo de advecção de espessura contribui para o desenvolvimento, de forma indireta, através da intensificação dos cavados e cristas da meia- troposféra, que aumentam advecção de vorticidade em nível alto. - Advecção fria atrás de uma frente fria em superfície causa diminuicao da altura geopotencial (500 hPa) (intensificando a cavado de 500 hPa) - Advecção quente na frente de uma frente quente em superfície causa aumento da altura geopotencial (500 hPa) (intensificando a crista de 500 hPa)

50 Efeitos da Advecção de Vorticidade A importância da advecção de vorticidade no desenvolvimento de sistemas de pressão de superfície foi discutido anteriormente. A partir da equação de desenvolvimento Q 0 / t = (g/f) 2 A z (R/f) 2 S (R/f) 2 H + A Q + C Q 0 temos que Q 0 / t é proporcional a A Q. Assim advecção de vorticidade ciclônica (AVC) no nível de não-divergência leva à produção de vorticidade ciclônica na superfície (1000 hPa). Da mesma forma, advecção de vorticidade anticiclônica (AVA) contribui para a produção de vorticidade anticiclônica em 1000 hPa. A avaliação deste termo pode ser facilitada através do desenvolvimento de uma expressão para advecção de vorticidade no NND em coordenadas naturais. Advecção vorticidade, como previamente definido, é A Q = - V Q

51 Em coordenadas naturais, tem-se: Q = V/R - V/ n + f` A advecção de vorticidade em coordenadas naturais é dada por: A Q = – V Q/ s Defini-se a curvatura do escoamento da seguinte forma K S = 1/R (positivo para escoamento ciclonico no HN e anticiclonic no HS) Substituindo esta definição para na expressão Q, temos Q = V K S – V/ n + f Substituindo Q na equação de advecção de vorticidade A Q = – V 2 ( K S / s) – VK S ( V/ s) + V ( 2 V/ n s) – V ( f/ s)

52 Em geral, o termo envolvendo a variação de f na direção S (direção do movimento) é pequeno em comparação com os outros termos. Então, esse termo vai ser desprezado. Além disso, ( 2 V/ n s) = / s ( V/ n) é a variação na magnitude do cisalhamento horizontal ao longo da direção do movimento. Este termo também é, normalmente, bem pequeno e pode ser desprezado. Então, tem-se que A Q – V 2 ( K S / s) – VK S ( V/ s) O termo V/ s está relacionada com difluência ou confluência do escoamento no NND. Lembre-se que: p V = V/ s + V( / n) No NND p V = 0 Portanto, V/ s = – V( / n) Substituindo na expressão para A Q, temos A Q = – V 2 ( K S / s) – K S ( / n) Assim sendo, a configuração do escoamento possibilita determinar a advecção de vorticidade numa carta de 500 hPa.

53 Considere as configurações do escoamento apresentadas na Figura abaixo. Na ausência de confluência ou de difluência a advecção de vorticidade é simplesmente dada por A Q = –V 2 ( K S / s) Nos cavados e nas cristas da Figura, K S ou é um máximo ou um mínimo. Portanto, K S / s = 0 nos cavados e nas cristas e, consequentemente A Q também é zero. A curvatura muda mais rapidamente, na direção s, nos pontos de inflexão. Para o Hemisfério Norte, K S / s 0 (máximo) entre a crista e o próximo cavado corrente abaixo. Portanto, esta é uma região de AVA. Analogamente, entre o cavado e a próxima crista corrente abaixo K S / s 0, o que implica AVC. Estas regiões de AVC e AVA seriam favoráveis para ciclogênese e para a anticiclogênese, respectivamente, no Hemisfério Norte. Cavado Crista HN K s /s < 0 Advecção de vorticidade ciclônica (AVC) K s /s > 0 Advecção de vorticidade anticiclônica (AVA) K s > 0 K s < 0

54 Cavado Crista K s /s > 0 Advecção de vorticidade ciclônica (AVC) K s /s < 0 Advecção de vorticidade anticiclônica (AVA) HS Para o Hemisfério Sul, K S / s 0, o que implica AVC. Estas regiões de AVA e AVC seriam favoráveis para ciclogênese e para a anticiclogênese, respectivamente, no Hemisfério Sul. K s < 0 K s > 0

55 Agora considere um padrão de escoamento que inclui regiões de difluência e confluência. Para um escoamento confluente, / n 0 e para um escoamento difluente, / n 0. Para localizar as regiões de advecção de vorticidade ciclônica e anticiclônica máximo, precisamos olhar para as áreas onde ambos os termos ( K S / s e – K S / n) na expressão de advecção de vorticidade têm o mesmo sinal. Na região A, KS/ s > 0, / n 0 e K S > 0 (escoamento anti-horário). Entao, os dois termos têm o mesmo sinal e A é uma região de advecção de vorticidade anticiclônica (AVA). Na região B, K S / s 0. Mais uma vez ambos os termos têm o mesmo sinal, indicando que B é uma região de advecção de vorticidade ciclónica (AVC). Para a região KS/ s < 0, / n 0 e K S < 0, e os dois termos têm sinais opostos. Portanto, na região C A Q é pequeno (menor em magnitude que na região B). HN K s /s < 0 (min) K s /s > 0 (max) δ/n > 0, Difluência δ/n < 0, Confluência Cavado B A C K S < 0, NH Crista K S > 0, NH Cavado V é maior nas regiões A, B do que na região C

56 Agora considere um padrão de escoamento que inclui regiões de difluência e confluência in SH. Para um escoamento confluente, / n 0 e para um escoamento difluente, / n 0. Para localizar as regiões de advecção de vorticidade ciclônica e anticiclônica máximo, precisamos olhar para as áreas onde ambos os termos ( K S / s e – K S / n) na expressão de advecção de vorticidade têm o mesmo sinal. Na região A, KS/ s 0, / n 0 e K S 0, / n 0 e K S > 0, e os dois termos têm sinais opostos. Portanto, na região C A Q é pequeno (menor em magnitude que na região B). HS K s /s > 0 (min) K s /s < 0 (max) δ/n > 0, Difluência δ/n < 0, Confluência Cavado B A C K S > 0, SH Crista K S < 0, SH Cavado V é maior nas regiões A, B do que na região C

57 Considere o padrão de escoamento no HS ilustrado abaixo. Determine o sinal e a magnitude relativa da advecção de vorticidade nas regiões A, B, C e D. A Q = – V 2 ( KS/ s) – K S ( / n) SH δ/n > 0, Difluência Cavado δ/n < 0, Confluência K s /s < 0 (max) K s /s > 0 (min) A B C D Na região A, KS/ s 0 and K S > 0 (escoamento horário). Entao, os dois termos têm o mesmo sinal e A é uma região de advecção de vorticidade anticiclônica (AVA). Na região B, K S / s > 0, / n 0. Mais uma vez ambos os termos têm o mesmo sinal, indicando que B é uma região de advecção de vorticidade ciclónica (AVC). Para a região C, KS/ s > 0, / n < 0 e K S < 0, e os dois termos têm sinais opostos. Portanto, na região C A Q é pequeno (menor em magnitude que na região B). Os dois termos também têm sinais opostos na região D.


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