%表題 鉛直座標変換 (静水圧系) -- p-座標, ln p-座標, σ-座標 -- % %履歴 2002-11-18 林 祥介 % \documentclass[a4j,12pt]{jarticle} \usepackage{Dennou6,ascmac} \Dtitle[鉛直座標変換 (静水圧系)]{鉛直座標変換 (静水圧系)\\ \Large --- $p$--座標, $\ln p$--座標, $\sigma$--座標, $\theta$--座標 ---} % タイトルが長い時 % \Dtitle[長いタイトル]{とってもとってもとってもながーい理論ノートひながた} % \Dauthor{林 祥介} % 著者が多い時 % \Dauthor[林・竹広・石渡・中島]{林 祥介, 竹広 真一, 石渡 正樹, 中島 健介} % \Ddate{2002 年 11 月 18 日} % 日付は陽に指定 \Dtoday 等を使わない. % \Dpath{/riron/gfdeqs/vertical/src/} % パス指定通常は % \Dpath{/riron/mhd/teishiki/src/} % \Dnoparindent % 段落字下げしない. % % \begin{document} \maketitle \tableofcontents %\clearpage \pagebreak % 必要な時はページ変える \begin{abstract} 地球流体力学(特に気象学)でよく用いられる, 静水圧近似が成り立つ際に良く用いられる鉛直座標変換に ついて解説する. まず, 鉛直座標変換の一般的手順をまとめ, ついで, 気圧座標($p$--座標)系とその仲間たち, すなわち, 対数気圧座標 (log $p$--座標系), シグマ座標 ($\sigma$--座標系), および, 温位座標 ($\theta$--座標系), についての具体的表現を与える. \end{abstract} %-------------------------------------------------------------------- \Dparskip %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%% \newpage \section{はじめに} 地球流体力学(特に気象学)においては, 鉛直座標として, 幾何学的高さ $z$ の他に様々な表現が用いられる. \underline{静水圧近似}が成り立つ状況においては, 静水圧条件を陽に利用することによって, \Dnoparskip \begin{itemize} \item 方程式の形が一部簡単になる, \item 地表面の効果が扱いやすくなる, \item 観測デ−タとの対応がつきやすくなる, \end{itemize} などの利便性の高い表現を得ることができるからである. \Dparskip 以下では, 静水圧近似が成り立っている回転系において, 任意の鉛直座標 $\zeta$ への座標変換の公式をまず作成し, ついでよく用いられる具体的座標表現を与えることにする. %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%% \newpage \section{復習: $z$ 座標系における方程式} 座標変換の出発点となる, 高度 $z$ を鉛直座標として用いた系( $z$ 座標系)における方程式を 書き下しておく. %------------------------------------ \subsection{系の設定} 球面状に局所直線直行座標系をとった状況を想定する. $x$ 軸は東向き, $y$ 軸は北向き, $z$ 軸は鉛直上向きにとる. $z$ 軸方向に静水圧平衡が成り立っているものとする. したがって $z$ 軸方向に系の回転の影響は及ばないものとし, コリオリパラメタは $f$ ($=2\Omega\sin\phi$, $\phi$ は球面上の 着目している地点の緯度) とする. 重力加速度ベクトルは \( \Dvect{g} = ( 0, 0, -g ) \) であるものとする. %------------------------------------ \pagebreak \subsection{$z$ 座標系での基礎方程式} 鉛直座標変換として $z$ を用いた系( $z$ 座標系) での基礎方程式は次のように記述される. \begin{screen} \begin{itemize} \item 水平運動方程式 \begin{eqnarray} \Deqlab{運動方程式x成分z} \DD{u}{t} - fv &=& - \frac{1}{\rho} \DP[][z]{p}{x} + F_{x}, \\ \Deqlab{運動方程式y成分z} \DD{v}{t} + fu &=& - \frac{1}{\rho} \DP[][z]{p}{y} + F_{y}. \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \Deqlab{静水圧平衡z} \DP{p}{z} = - \rho g . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \Deqlab{連続の式z} \DD{\rho}{t} + \rho \Ddiv{\Dvect{v}} = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} \Deqlab{熱輸送z} T \DD{s}{t} = Q(x,y,z,t) . \end{equation} \end{itemize} \end{screen} ただし, $t$ は時間, $u,v,w$ はそれぞれ速度の $x,y,z$ 成分, $\rho$ は密度, $p$ は圧力, $F_{x}, F_{y}$ はそれぞれ $x,y$ 方向の摩擦力等の力, $T$ は温度, $s$ は単位質量当たりのエントロピー, $Q$ は単位体積に流れ込む熱量である. また, \begin{eqnarray*} \DD{}{t} &=& \DP{}{t} + u\DP{}{x} + v\DP{}{y} + w\DP{}{z}, \\ \Ddiv{\Dvect{v}} &=& \DP{u}{x} + \DP{v}{y} + \DP{w}{z} \end{eqnarray*} である. %------------------------------------ \pagebreak \subsection{$z$座標系での境界条件} よく用いられる境界条件の $z$ 座標系での表現例を示しておく. ただし, 後にこれらが直接に鉛直座標変換されるわけではない. 後出の $\zeta$ 座標系における境界条件との違いに注意されたい. \Dnoparskip \begin{itemize} \item 大気上端における境界条件 上端における境界条件は, ある $z$ 一定面 $z = z_{T}$ を通して質量輸送がないとするこ とが多い. この条件を式で書けば \begin{screen} \begin{equation} \Deqlab{境界条件上z} w = 0 \ \ \ \ \ \ \ \mbox{at} \ \ z = z_{T} \end{equation} \end{screen} となる. \item 大気下端における境界条件 下端における境界条件は, 地表面を通して質量輸送がないとすることが多い. この条件を式で書くと, 地表面の高度を $z = H( x, y )$ として, \begin{screen} \begin{equation} \Deqlab{境界条件下z} w = \Dvect{v}_{h}\cdot \Dgrad_{h} H \ \ \ \ \ \ \mbox{at} \ \ z = H( x, y ) \end{equation} \end{screen} となる. ここで, \begin{eqnarray*} &&\Dvect{v}_{h} =(u,v,0), \\ &&\Dgrad_{h} = \left( \DP{}{x} ,\ \DP{}{y} ,\ 0 \right) , \ \ \end{eqnarray*} である. \end{itemize} %------------------------------------ \pagebreak \subsection{ $z$座標系での渦度方程式と発散方程式} $z$ 座標系での渦度方程式の鉛直成分及び水平発散方程式は 次のように記述される. ただし, 後にこれらが直接に鉛直座標変換されるわけではない. 後出の $\zeta$ 座標系における渦度方程式・発散方程式との違いに注 意されたい. \begin{enumerate} \item {\bf 渦度方程式} $\displaystyle{ \DP{}{x} \Deqref{運動方程式y成分z} - \DP{}{y} \Deqref{運動方程式x成分z} }$ より \begin{screen} \begin{eqnarray} \nonumber \DD{\omega_{z}}{t} &+& ( f + \omega_{z} ) D_{z} + \Dvect{k} \cdot \left( \Dgrad_{h} w \times \DP{\Dvect{u}}{z} \right) \\ &=& \frac{1}{\rho^{2}} \Dvect{k} \cdot \left( \Dgrad_{h} \rho \times \Dgrad_{h} p \right) + \DP{F_{y}}{x} - \DP{F_{x}}{y} \end{eqnarray} \end{screen} となる. ただし \begin{eqnarray*} &&\omega_{z} = \DP{v}{x} - \DP{u}{y} , \\ &&D_{z} = \DP{u}{x} + \DP{v}{y} , \\ &&\Dvect{k} = ( 0, 0, 1 ) \end{eqnarray*} である. \item {\bf 発散方程式} $\displaystyle{ \DP{}{x} \Deqref{運動方程式x成分z} + \DP{}{y} \Deqref{運動方程式y成分z} }$ より \begin{screen} \begin{eqnarray} \nonumber \DD{D_{z}}{t} &+& \Dgrad_{h} u \cdot \DP[][z]{\Dvect{u}}{x} + \Dgrad_{h} v \cdot \DP[][z]{\Dvect{u}}{y} + \Dgrad_{h} w \cdot \DP{\Dvect{u}}{z} - f \omega_{z} \\ &=& - \frac{1}{\rho} \Dlapla_{h} p + \frac{1}{\rho^{2}} \Dgrad_{h} \rho \cdot \Dgrad_{h} p + \DP{F_{x}}{x} + \DP{F_{y}}{y} \end{eqnarray} \end{screen} となる. ただし \begin{eqnarray*} \Dlapla_{h} = \DP[2]{}{x} + \DP[2]{}{y} \end{eqnarray*} である. \end{enumerate} %------------------------------------ \pagebreak \subsection{ポテンシャル渦度保存則} \Dparskip $z$ 座標系での, 静水圧近似が成立するもとでのポテンシャル渦度保 存則は次のように記述される. 後にこの方程式を $\zeta$ 座標系へ変換する. 静水圧近似のもとでは, 相対渦度を \begin{eqnarray*} \omega_{x} &=& - \DP{v}{z} , \\ \omega_{y} &=& \ \DP{u}{z} , \\ \omega_{z} &=& \ \DP{v}{x} - \DP{u}{y} \end{eqnarray*} と定義することにより, ポテンシャル渦度保存則は \begin{screen} \begin{equation} \Deqlab{ポテンシャル渦度z} \DD{}{t} \left( \frac{1}{\rho} \left\{ \omega_{x} \DP[][z]{\lambda}{x} + \omega_{y} \DP[][z]{\lambda}{y} + ( \omega_{z} + f ) \DP{\lambda}{z} \right\} \right) = 0 \end{equation} \end{screen} と表現される. ただし $\lambda$ は流れにそって保存する量 \begin{eqnarray*} \DD{\lambda}{t} = \Lambda \end{eqnarray*} である. %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%% \newpage \section{任意の鉛直座標系への変換} 変数 $\zeta = \zeta( x, y, z, t )$ が $z$ について一価関数であるならば, 鉛直方向の独立変数として$z$の代わりに $\zeta$ を用いることができる. すなわち独立変数を $x, y, z, t$ から $x, y, \zeta, t$ に変えることができる. ここでは$z$座標系での基礎方程式 \Deqref{運動方程式x成分z} $\sim$ \Deqref{熱輸送z} を $\zeta$ 座標系へ鉛直座標変換する. その後に $\zeta$ 座標系での渦度方程式・発散方程式, 境界条件を書き下す. $\zeta$ として圧力 $p$ , エントロピ− $s$ などを用いることがある. %---------------------------------- \subsection{微分演算子の変換則} 方程式を鉛直座標変換するための準備として, $z$ から $\zeta$ への変数変換により 微分演算子がどのように変換されるか調べる. \begin{enumerate} \item 水平微分 関数 $\psi( x, y, z, t )$ が \begin{eqnarray} \psi( x, y, z, t ) & = & \psi( x, y, z(x,y,\zeta,t), t ) \nonumber \\ & = & \tilde{\psi}( x, y, \zeta, t ) \end{eqnarray} となるように, $\tilde{\psi}( x, y, \zeta, t )$ へ変数変換されたとする. ティルダ− $\tilde{\ \ }$ は $x, y, \zeta$, $t$ を独立変数とする関数 であることを表す. 図のように点$A, B, C$ をとり, 図を参考にしながら恒等式 \begin{eqnarray*} \frac{\psi(B) - \psi(A)}{\triangle x} = \frac{\psi(C) - \psi(A)}{\triangle x} v - \frac{\psi(C) - \psi(B)}{\triangle \zeta}\frac{\triangle \zeta}{\triangle z} \frac{\triangle z}{\triangle x} \end{eqnarray*} において $\triangle x \rightarrow 0$ とすると \begin{equation} \Deqlab{x微分zeta} \DP[][z]{\psi}{x} = \DP[][\zeta]{\tilde{\psi}}{x} - \DP{\tilde{\psi}}{\zeta}\DP{\zeta}{z}\DP[][\zeta]{z}{x} \end{equation} が得られる. $y$ 微分についても同様にして \begin{equation} \DP[][z]{\psi}{y} = \DP[][\zeta]{\tilde{\psi}}{y} - \DP{\tilde{\psi}}{\zeta}\DP{\zeta}{z}\DP[][\zeta]{z}{y} \end{equation} が得られる. \item 鉛直微分 明らかに \begin{equation} \DP{\psi}{z} = \DP{\tilde{\psi}}{\zeta}\DP{\zeta}{z} \end{equation} である. \item 時間微分 $\Deqref{x微分zeta}$ を導く議論において $x$ を $t$ に置き換えても 同様な議論が成り立つから \begin{equation} \Deqlab{t微分zeta} \DP[][z]{\psi}{t} = \DP[][\zeta]{\tilde{\psi}}{t} - \DP{\tilde{\psi}}{\zeta}\DP{\zeta}{z}\DP[][\zeta]{z}{t} \end{equation} が得られる. \item ラグランジュ微分 \Deqref{x微分zeta} $\sim$ \Deqref{t微分zeta} の結果を用いて, ラグランジュ微分 \begin{equation} \Deqlab{ラグランジュ微分z} \DD{\psi}{t} = \DP[][z]{\psi}{t} + u\DP[][z]{\psi}{x} + v\DP[][z]{\psi}{y} + w\DP{\psi}{z} \end{equation} を $\zeta$ 座標系へ変換する. \Deqref{x微分zeta} $\sim$ \Deqref{t微分zeta} を \Deqref{ラグランジュ微分z} に代入すると \begin{eqnarray} \Deqlab{ラグランジュ微分の変換zeta} \DD{\psi}{t} &=& \DP[][\zeta]{\tilde{\psi}}{t} + \tilde{u}\DP[][\zeta]{\tilde{\psi}}{x} + \tilde{v}\DP[][\zeta]{\tilde{\psi}}{y} \nonumber \\ & & \ \ \ - \DP{\tilde{\psi}}{\zeta}\DP{\zeta}{z} \left( \DP[][\zeta]{z}{t} + \tilde{u} \DP[][\zeta]{z}{x} + \tilde{v} \DP[][\zeta]{z}{y} - \tilde{w} \right) . \end{eqnarray} となる. ただし, \begin{eqnarray} u(x,y,z,t) & = & \tilde{u}(x,y,\zeta,t), \\ v(x,y,z,t) & = & \tilde{v}(x,y,\zeta,t), \\ w(x,y,z,t) & = & \tilde{w}(x,y,\zeta,t) \end{eqnarray} である. \Deqref{ラグランジュ微分の変換zeta} において $\psi = \zeta$ とすると \begin{equation} \Deqlab{d zeta/dt} \DD{\zeta}{t} = - \DP{\zeta}{z} \left\{ \DP[][\zeta]{z}{t} + \tilde{u}\DP[][\zeta]{z}{x} + \tilde{v}\DP[][\zeta]{z}{y} - \tilde{w} \right\} . \end{equation} \Deqref{d zeta/dt} を \Deqref{ラグランジュ微分の変換zeta} に代入すると \begin{eqnarray} \DD{\psi}{t} = \DP{\tilde{\psi}}{t}{\zeta} + \tilde{u} \DP{\tilde{\psi}}{x}{\zeta} + \tilde{v} \DP{\tilde{\psi}}{y}{\zeta} + \dot{\zeta} \DP{\tilde{\psi}}{\zeta} \end{eqnarray} となる. ただし \begin{equation} \dot{\zeta} = \DD{\zeta}{t} \end{equation} である. これより $\zeta$ 座標系における全微分は \begin{eqnarray*} \DD{}{t} \equiv \DP{}{t}{\zeta} + \tilde{u} \DP{}{x}{\zeta} + \tilde{v} \DP{}{y}{\zeta} + \dot{\zeta} \DP{}{\zeta} \end{eqnarray*} となることがわかった. \end{enumerate} %---------------------------------- \pagebreak \subsection{基礎方程式の変換} ここでは $z$ 座標系の基礎方程式 \Deqref{運動方程式x成分z} $\sim$ \Deqref{熱輸送z} を, 変換則 \Deqref{x微分zeta} $\sim$ \Deqref{t微分zeta} 及び \Deqref{ラグランジュ微分の変換zeta} を用いて $\zeta$ 座標系へ変換する. なお $\zeta$座標系での変数であることを表す ティルダ− $\tilde{\ \ }$ は省略する. \begin{itemize} \item 運動方程式 \Deqref{運動方程式x成分z}, \Deqref{運動方程式y成分z} \begin{screen} \begin{eqnarray} \Deqlab{運動方程式x成分zeta} \DD{u}{t} - fv &=& - \frac{1}{\rho} \left( \DP[][\zeta]{p}{x} - \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{x} \right) + F_{x}, \\ \Deqlab{運動方程式y成分zeta} \DD{v}{t} + fu &=& - \frac{1}{\rho} \left( \DP[][\zeta]{p}{y} - \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{y} \right) + F_{y} . \end{eqnarray} \end{screen} \item 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡z} \begin{screen} \begin{equation} \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} = - \rho g . \end{equation} \end{screen} \item 連続の式 \Deqref{連続の式z} について まず $\Ddiv{\Dvect{v}}$ の書き換えを行う. \begin{eqnarray*} \Ddiv{\Dvect{v}} &=& \DP{u}{x} + \DP{v}{y} + \DP{w}{z} \\ &=& \DP[][\zeta]{u}{x} - \DP{u}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{x} + \DP[][\zeta]{v}{y} - \DP{v}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{y} \\ & & + \DP{\zeta}{z} \DP{}{\zeta} \left( \DP[][\zeta]{z}{t} + u \DP[][\zeta]{z}{x} + v \DP[][\zeta]{z}{y} + \dot{\zeta} \DP{z}{\zeta} \right) \\ &=& \nabla_{\zeta} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{\zeta}}{\zeta} + \DP{\zeta}{z} \left( \DD{}{t} \DP{z}{\zeta} \right). \end{eqnarray*} ただし, \begin{eqnarray*} \nabla_{\zeta} &=& \left( \DP[][\zeta]{}{x},\ \DP[][\zeta]{}{y} ,\ 0 \right) , \\ \Dvect{u} &=& (\ u,\ v,\ 0\ ) \end{eqnarray*} である. こうして \Deqref{連続の式z} は \begin{eqnarray*} \frac{1}{\rho} \DD{\rho}{t} + \nabla_{\zeta} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{\zeta}}{\zeta} + \DP{\zeta}{z} \left( \DD{}{t} \DP{z}{\zeta} \right) = 0 \end{eqnarray*} となる. これを変形すると \begin{screen} \begin{equation} \DD{}{t} \left[ \ln \left( \rho \left | \DP{z}{\zeta} \right| \right) \right] + \nabla_{\zeta} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{\zeta}}{\zeta} = 0 \end{equation} \end{screen} が得られる. \item 熱輸送の式 \Deqref{熱輸送z} \begin{screen} \begin{equation} \Deqlab{熱輸送zeta} T \DD{s}{t} = Q(x,y,\zeta,t). \end{equation} \end{screen} \end{itemize} このように基礎方程式 \Deqref{運動方程式x成分z} $\sim$ \Deqref{熱輸送z} は, 鉛直座標変換により \Deqref{運動方程式x成分zeta} $\sim$ \Deqref{熱輸送zeta} のように書き換えられた. %---------------------------------- \pagebreak \subsection{境界条件} 境界条件は $z$ 座標系における境界条件 \Deqref{境界条件上z}, \Deqref{境界条件下z} を鉛直座標変換するよりも, それぞれの座標系において扱いが容易な条件を選ぶことが多い. ここではよく用いられる境界条件の例を挙げる. \begin{itemize} \item 大気上端における境界条件 上端における境界条件は, ある $\zeta$ 一定面 $\zeta = \zeta_{T}$ を通して 質量輸送がないとすることが多い. この条件は \begin{screen} \begin{equation} \dot{\zeta} = 0 \ \ \ \ \ \ \ \mbox{at} \ \ \zeta = \zeta_{T} \end{equation} \end{screen} とあらわされる. \item 大気下端における境界条件 下端における境界条件は地表面を通して質量輸送がないとすることが多い. 地表面の高度を $z = H(x, y)$ とすると地表面での $\zeta$ の値は $\zeta_{H}(x, y, t) = \zeta( x, y, H, t ) $ と表される. $(x, y, \zeta)$ 空間において, 時間とともに動く 曲面 $\zeta = \zeta_{H}$ の速度を $\Dvect{v}_{H} = ( u_{H}, v_{H}, \dot{\zeta}_{H} )$, 法線ベクトルを $\Dvect{n}_{H}$ とすると, 下端における境界条件は \begin{eqnarray} \Deqlab{質量輸送無し条件zeta} \Dvect{v}_{\zeta} \cdot \Dvect{n}_{H} = \Dvect{v}_{H} \cdot \Dvect{n}_{H} \ \ \mbox{at} \ \ \zeta=\zeta_H \end{eqnarray} と表される. ここで \begin{eqnarray} \Dvect{n}_{H} = ( \DP{\zeta_{H}}{x} , \DP{\zeta_{H}}{y} , -1 ) \end{eqnarray} であるから, \Deqref{質量輸送無し条件zeta}は \begin{eqnarray} \Deqlab{境界条件下zetaによる表現} u \DP{\zeta_{H}}{x} + v \DP{\zeta_{H}}{y} - \dot{\zeta} = u_{H} \DP{\zeta_{H}}{x} + v_{H} \DP{\zeta_{H}}{y} - \dot{\zeta}_{H} \end{eqnarray} となる. 曲面 $\zeta = \zeta_{H}$ について \begin{eqnarray*} \dot{\zeta}_{H} = \DP{\zeta_{H}}{t} + u_{H} \DP{\zeta_{H}}{x} + v_{H} \DP{\zeta_{H}}{y} \end{eqnarray*} が成り立つから, これを用いて \Deqref{境界条件下zetaによる表現} を書き換えると \begin{screen} \begin{equation} \dot{\zeta} = \DP{\zeta_{H}}{t} + u \DP{\zeta_{H}}{x} + v \DP{\zeta_{H}}{y} \ \ \ \ \mbox{at} \ \ \zeta = \zeta_{H} \end{equation} \end{screen} となる. \end{itemize} %---------------------------------- \pagebreak \subsection{渦度方程式と発散方程式} ここでは \Deqref{運動方程式x成分zeta} , \Deqref{運動方程式y成分zeta}から \begin{eqnarray} \DP[][\zeta]{\mbox{\Deqref{運動方程式y成分zeta}}}{x} - \DP[][\zeta]{\mbox{\Deqref{運動方程式x成分zeta}}}{y} \nonumber \\ \DP[][\zeta]{\mbox{\Deqref{運動方程式x成分zeta}}}{x} + \DP[][\zeta]{\mbox{\Deqref{運動方程式y成分zeta}}}{y} \nonumber \end{eqnarray} の式を作る. これらはそれぞれ $\zeta$ 座標系の渦度方程式, $\zeta$ 座標系の発散方程式 と呼ばれる. しかしながら, これらの式は $z$ 座標系における渦度方程式・発散方程式を正しく変換して得られるものではなく, 厳密に流れ場の渦度と発散を表現しているわけではない. \begin{itemize} \item $\zeta$ 座標系における渦度方程式 $\displaystyle{ \DP{\mbox{\Deqref{運動方程式y成分zeta}}}{x} - \DP{\mbox{\Deqref{運動方程式x成分zeta}}}{y} }$ より $\displaystyle{ \omega_{\zeta} \equiv \DP[][\zeta]{v}{x} - \DP[][\zeta]{u}{y} }$ の式を作る. \begin{screen} \begin{eqnarray} \nonumber \DD{\omega_{\zeta}}{t} &+& ( f + \omega_{\zeta} ) D_{\zeta} + \Dvect{k} \cdot \left( \nabla_{\zeta} \dot{\zeta} \times \DP{\Dvect{u}}{\zeta} \right) \\ &=& \frac{1}{\rho^{2}} \Dvect{k} \cdot \left( \nabla_{\zeta} \rho \times \nabla_{\zeta} p \right) + \DP[][\zeta]{F_{y}}{x} - \DP[][\zeta]{F_{x}}{y} \nonumber \\ \Deqlab{渦度方程式zeta} & & + \left( \DP{}{x} \left\{ \frac{1}{\rho} \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{y} \right\} \right)_{\zeta} - \left( \DP{}{y} \left\{ \frac{1}{\rho} \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{x} \right\} \right)_{\zeta} . \end{eqnarray} \end{screen} ただし \begin{eqnarray*} D_{\zeta} = \DP[][\zeta]{u}{x} + \DP[][\zeta]{v}{y} ,\ \Dvect{k} = ( 0, 0, 1 ) \end{eqnarray*} である. \Deqref{渦度方程式zeta} は $z$ 座標系の渦度方程式の鉛直成分を $\zeta$ 座標系に 変換したものとは明らかに異なる. \item $\zeta$ 座標系における発散方程式 ${\displaystyle \DP[][\zeta]{\mbox{\Deqref{運動方程式x成分zeta}}}{x} + \DP[][\zeta]{\mbox{\Deqref{運動方程式y成分zeta}}}{y} }$ より 水平発散 ${\displaystyle D_{\zeta} \equiv \DP[][\zeta]{u}{x} + \DP[][\zeta]{v}{y}}$ の式を作る. \begin{screen} \begin{eqnarray} \nonumber \DD{D_{\zeta}}{t} &+& \nabla_{\zeta} u \cdot \DP[][\zeta]{\Dvect{u}}{x} + \nabla_{\zeta} v \cdot \DP[][\zeta]{\Dvect{u}}{y} + \nabla_{\zeta} \dot{\zeta} \cdot \DP{\Dvect{u}}{\zeta} - f \omega_{\zeta} \\ &=& - \frac{1}{\rho} \nabla^{2}_{\zeta} p + \frac{1}{\rho^{2}} \nabla_{\zeta} \rho \cdot \nabla_{\zeta} p + \DP[][\zeta]{F_{x}}{x} + \DP[][\zeta]{F_{y}}{y} \nonumber \\ \Deqlab{発散方程式zeta} & & + \left( \DP{}{x} \left\{ \frac{1}{\rho} \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{x} \right\} \right)_{\zeta} + \left( \DP{}{y} \left\{ \frac{1}{\rho} \DP{p}{\zeta} \DP{\zeta}{z} \DP[][\zeta]{z}{y} \right\} \right)_{\zeta} . \end{eqnarray} \end{screen} ただし \begin{eqnarray} \nabla^{2}_{\zeta} = \DP[2][\zeta]{}{x} + \DP[2][\zeta]{}{y} \end{eqnarray} とおいた. \Deqref{発散方程式zeta} は $z$ 座標系の水平発散方程式を $\zeta$ 座標系に 変換したものとは異なる. \end{itemize} %---------------------------------- \pagebreak \subsection{ポテンシャル渦度保存則} \Deqref{ポテンシャル渦度z} を変換することにより, 静水圧近似のもとでのポテンシャル渦度保存則の $\zeta$ 座標系での表現を得る. \vspace{5mm} \Deqref{ポテンシャル渦度z}を $\zeta$ 座標系に変換すると, \begin{screen} \begin{equation} \DD{}{t} \left( \frac{1}{\rho} \DP{\zeta}{z} \left\{ \omega_{x \zeta} \DP[][\zeta]{\lambda}{x} + \omega_{y \zeta} \DP[][\zeta]{\lambda}{y} + ( \omega_{\zeta} + f ) \DP{\lambda}{\zeta} \right\} \right)_{\zeta} = 0 , \end{equation} \end{screen} が得られる. ただし \begin{eqnarray*} \omega_{x \zeta} &=& - \DP{v}{\zeta} , \\ \omega_{y \zeta} &=& \ \DP{u}{\zeta} \end{eqnarray*} である. %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%\& \newpage \section{気圧座標($p$--座標)系} 静水圧平衡が成り立つ場合, 圧力 $p$ は $z$ の一価関数となるから $p$ を 鉛直座標として用いることができる. ここでは圧力 $p$ を鉛直座標として用いた場合の方程式系を 先に得られた $\zeta$ 座標系の方程式の表式において $\zeta = p$ と置き換えることにより求める. $p$ 座標は実際に最もよく用いられる鉛直座標のうちの一つである. $p$ 座標を用いることによる主な利点としては, 方程式の一部が 簡単になること, 観測において高度は気圧で測られることが多いため対応がつきやすい こと, などが挙げられる. 一方, 欠点としては境界条件が複雑になることが 挙げられる. %-------------------------- \pagebreak \subsection{ $p$ 座標系における基礎方程式} \begin{itemize} \item 運動方程式 \begin{eqnarray} \Deqlab{運動方程式x成分p} \DD{u}{t} - f v &=& \frac{1}{\rho} \DP{p}{z} \DP[][p]{z}{x} + F_{x}, \\ \Deqlab{運動方程式y成分p} \DD{v}{t} + f u &=& \frac{1}{\rho} \DP{p}{z} \DP[][p]{z}{y} + F_{y}. \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \Deqlab{静水圧平衡p} \DP{}{p}{z} = - \rho g . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \Deqlab{連続の式p} \left( \DD{}{t} \left[ \ln \left( \rho \left| \DP{z}{p} \right| \right) \right] \right) + \nabla_{p} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{p}}{p} = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} T \DD{s}{t} = Q(x, y, p, t)) . \end{equation} \end{itemize} ただし \begin{eqnarray*} \DD{}{t} &=& \DP[][p]{}{t} + u \DP[][p]{}{x} + v \DP[][p]{}{y} + \dot{p} \DP{}{p} , \\ \nabla_{p} &=& \left( \DP[][p]{}{x} , \DP[][p]{}{y} , 0 \right) \end{eqnarray*} である. \newpage 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡p} を \Deqref{運動方程式x成分p}, \Deqref{運動方程式y成分p}, \Deqref{連続の式p} に代入することにより, 以下のように $p$ 座標系での基礎方程式が得られる. $p$座標系での基礎方程式 \begin{screen} \begin{itemize} \item 運動方程式 \begin{eqnarray} \DD{u}{t} - f v &=& - \DP[][p]{\Phi}{x} + F_{x} . \\ \DD{v}{t} + f u &=& - \DP[][p]{\Phi}{y} + F_{y} . \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \Deqlab{静水圧平衡決定版p} \DP{\Phi}{p} = - \Dinv{\rho} . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \nabla_{p} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{p}}{p} = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} T \DD{s}{t} = Q(x, y, p, t) . \end{equation} \end{itemize} \end{screen} ただし \begin{equation} \Phi = gz \end{equation} とおいた. $\Phi$ はジオポテンシャルである. 静水圧平衡式はジオポテンシャル $\Phi$ (すなわち, $z$) の値を計算する際に用いる. このように $p$ 座標系においては連続の式が扱いやすい形になる. 熱の式は次のようにも表現する. \begin{eqnarray*} \DD{h}{t} - \rho^{-1} \dot{p} = Q. \end{eqnarray*} ただし, $h$ は質量あたりのエンタルピーである. 特に理想気体の場合は \begin{eqnarray} c_p \DD{T}{t} - \rho^{-1} \dot{p}= Q. \end{eqnarray} $c_p$ は定圧非熱である. %----------------------------------------------------------- \pagebreak \subsection{境界条件} ここでは $p$座標系においてよく用いられる境界条件の例を示す. \begin{itemize} \item 大気上端における境界条件 $p$ 座標系での大気上端における境界条件は ある $p$ 一定面 $p=p_T$ を通して質量輸送が無いとすることが多い. ここで $p_{T}$ は最上層の圧力である. この条件は, 一般の場合で得られた上端における境界条件の表式で $\zeta = p$, $\zeta_{T} = p_{T}$ とすることにより \begin{screen} \begin{equation} \dot{p} = 0 \ \ \ \ \ \ \mbox{at} \ \ p = p_{T} \end{equation} \end{screen} とあらわされる. \item 大気下端における境界条件 $p$ 座標系での大気下端における境界条件は 地表面を通して質量輸送が無いとすることが多い. この条件は一般の場合 において得られた上端における境界条件の表式で $\zeta = p$, $\zeta_{H} = p_{s}$ とすることにより \begin{screen} \begin{equation} \Deqlab{境界条件下p} \dot{p} = \DP[][p]{p_{s}}{t} + u \DP[][p]{p_{s}}{x} + v \DP[][p]{p_{s}}{y} \ \ \mbox{at} \ \ p = p_{s} \end{equation} \end{screen} とあらわされる.ここで $p_{s}( x, y, t )$ は地表面の圧力である. \end{itemize} \vspace{5mm} \Deqref{境界条件下p} は式の上では簡単に見えるが, 実際には 曲面 $p = p_{s}$ は時間とともに変化するため扱いは容易でない. 例えば, 図１.a のように等圧面が山を横切る場合, 上から見ると図１.b のように 等圧面の一部に山によって穴が生じることになる. この穴は時間とともに その形が変化するため非常に扱いがむずかしい. \newpage \vspace*{60mm} \hspace{10mm} 図１.a \ 横から見た図 \hspace{50mm} 図１.b \ 上から見た図 \vspace{5mm} \hspace{50mm} 図１ \ \ 山を横切る等圧面 %---------------------------------- \pagebreak \subsection{渦度方程式と発散方程式} \begin{itemize} \item $p$ 座標系における渦度方程式 $p$座標系における渦度方程式は, $\zeta$ 座標系の渦度方程式において $\zeta = p$ とし, 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡決定版p} を用いることにより \begin{screen} \begin{eqnarray} \Deqlab{渦度方程式p} \DD{\omega_{p}}{t} &+& ( f + \omega_{p} ) D_{p} + \Dvect{k} \cdot \left( \nabla_{p} \dot{p} \times \DP{\Dvect{u}}{p} \right) \nonumber \\ &=& \DP[][p]{F_{y}}{x} - \DP[][p]{F_{x}}{y} \end{eqnarray} \end{screen} となる. ただし \begin{eqnarray} \omega_{p} = \DP[][p]{v}{x} - \DP[][p]{u}{y} , \ \ D_{p} = \DP[][p]{u}{x} + \DP[][p]{v}{y} \end{eqnarray} である. \Deqref{渦度方程式p} は $z$座標系の渦度方程式の鉛直成分を $p$座標系に 変換したものとは異なる. \item $p$ 座標系における発散方程式 $p$ 座標系における発散方程式は, $\zeta$ 座標系の発散方程式において $\zeta = p$ とし, 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡決定版p} を用いることにより \begin{screen} \begin{eqnarray} \Deqlab{発散方程式p} \DD{D_{p}}{t} &+& \nabla_{p} u \cdot \DP[][p]{\Dvect{u}}{x} + \nabla_{p} v \cdot \DP[][p]{\Dvect{u}}{y} + \nabla_{p} \dot{p} \cdot \DP{\Dvect{u}}{p} - f \omega_{p} \nonumber \\ &=& - g \nabla^{2}_{p} z + \DP[][p]{f_{x}}{x} + \DP[][p]{f_{y}}{y} \end{eqnarray} \end{screen} となる. ただし \begin{eqnarray*} \nabla^{2}_{p} = \DP[2][p]{}{x} + \DP[2][p]{}{y} \end{eqnarray*} である. \Deqref{発散方程式p} は $z$ 座標系の水平発散方程式を $p$ 座標系に 変換したものとは異なる. \end{itemize} \subsection{ポテンシャル渦度保存則} ポテンシャル渦度保存則の $p$ 座標系における表現は, $\zeta$ 座標系のポテンシャル渦度保存則において $\zeta = p$ とし, 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡決定版p} を用いることにより \begin{screen} \begin{equation} \DD{}{t} \left( \omega_{x p} \DP[][p]{\lambda}{x} + \omega_{y p} \DP{}{\lambda}{y} + ( \omega_{p} + f ) \DP{\lambda}{p} \right) = 0 , \end{equation} \end{screen} と得られる. ただし \begin{eqnarray*} \omega_{x p} &=& - \DP{v}{p} , \\ \omega_{y p} &=& \ \DP{u}{p} \end{eqnarray*} である. %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%j \newpage \section{対数圧力座標(ln-$p$ 座標)系} 気圧の対数をとることにより, 気圧座標を高度の次元を持った座標に変 換したもの: \begin{eqnarray} z_{*} & = & - H \ln \frac{p}{p_{0}} \end{eqnarray} ここで $H$ は適当に選んだ高度スケール(定数)であり, $p_{0}$ は適当な定数である. 通常, $H$ にはスケールハイトにあたる量を, $p_{0}$ には平均地表面気圧を選ぶ. %-------------------------- \pagebreak \subsection{ ln-$p$ 座標系における基礎方程式} ln-$p$座標系での基礎方程式は, $\displaystyle \frac{dp}{p} = - \frac{dz_{*}}{H}$ を用いれば $p$ 座標系の方程式から直ちに得られる. \begin{itemize} \item 運動方程式 \begin{eqnarray} \DD{u}{t} - f v &=& - \DP[][z_{*}]{\Phi}{x} + F_{x} . \\ \DD{v}{t} + f u &=& - \DP[][z_{*}]{\Phi}{y} + F_{y} . \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \frac{H}{p}\DP{\Phi}{z_{*}} = \Dinv{\rho} . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \Deqlab{連続の式z*} \nabla_{z_{*}} \cdot \Dvect{u} + \Dinv{(-p)}\DP{(-pw_{*})}{z_{*}} = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} T \DD{s}{t} = Q(x, y, z_{*}, t)) . \end{equation} \end{itemize} ただし \begin{eqnarray*} \DD{}{t} &=& \DP[][z_{*}]{}{t} + u \DP[][z_{*}]{}{x} + v \DP[][z_{*}]{}{y} + w_{*} \DP{}{z_{*}} , \\ \nabla_{z_{*}} &=& \left( \DP[][z_{*}]{}{x} , \DP[][z_{*}]{}{y} , 0 \right) , \end{eqnarray*} また, \begin{eqnarray*} w_{*} = \dot{z}_{*} \end{eqnarray*} である. \pagebreak まとめると \begin{screen} \begin{itemize} \item 運動方程式 \begin{eqnarray} \DD{u}{t} - f v &=& - \DP[][z_{*}]{\Phi}{x} + F_{x} . \\ \DD{v}{t} + f u &=& - \DP[][z_{*}]{\Phi}{y} + F_{y} . \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \Deqlab{静水圧平衡決定版z*} \DP{\Phi}{z_{*}} = \Dinv{H}\frac{p}{\rho} . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \nabla_{z_{*}} \cdot \Dvect{u} + e^{z_{*}/H} \DP{}{z_{*}} \left(w_{*} e^{-z_{*}/H}\right) = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} T \DD{s}{t} = Q(x, y, z_{*}, t) . \end{equation} \end{itemize} \end{screen} 熱の式は次のようにも表現する. \begin{eqnarray*} \DD{h}{t} + \frac{p}{H\rho} w_{*} = Q. \end{eqnarray*} ただし, $h$ は質量あたりのエンタルピーである. 特に理想気体の場合は \begin{eqnarray} c_p \DD{T}{t} + \frac{RT}{H} w_{*} = Q. \end{eqnarray} $c_p$ は定圧非熱である. また, 理想気体の場合の静水圧の式は \begin{eqnarray} \DP{\Phi}{z_{*}} = \frac{RT}{H} . \end{eqnarray} となる. ジオポテンシャルの $z_{*}$ ではかった勾配が温度に比例して いることに注意. %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%% \newpage \section{シグマ座標($\sigma$--座標)系} 気圧座標を地表面気圧で規格化したもの: \begin{equation} \Deqlab{sigma定義} \sigma( x, y, z, t ) = \frac{p( x, y, z, t)}{p_{s}( x, y, t )} \end{equation} により与えられる変数 $\sigma$ は $z$ の一価関数であるから, $\sigma$ を鉛直座標として用いることができる. ただし, $p_s$ は地表面気圧である. $\sigma$ 座標の特徴は, $\sigma$ の定義 \Deqref{sigma定義} より, $\sigma = 1$ の一定面と地表面が一致し, 境界条件及び地形の扱いが非常にやさしくなることである. $\sigma$ は高度とともに減少し, $p = 0$ となるところで\ $\sigma = 0$ になる（図１）. \vspace{5mm} $p_{s}$ が高度 $z$ の関数ではないことから \begin{equation} \Deqlab{ps} \DP{p}{\sigma} = p_{s} \end{equation} が成り立つことに注意しておく. ここではこの $\sigma$ を鉛直座標として用いた場合の方程式系を導く. $\zeta$ 座標系での表式において $\zeta = \sigma$ とすることにより $\sigma$ 座標系に変換する. \vspace{60mm} \hspace{50mm} 図１ 地形と等$\sigma$面 %------------------------------------------------------------------ \pagebreak \subsection{$\sigma$ 座標系における基礎方程式} $\zeta$ 座標系での運動方程式, 静水圧平衡式, 連続の式, 熱輸送の式において $\zeta = \sigma$ とし, \Deqref{ps} の関係を用いることにより 次の各式が得られる. \begin{itemize} \item 運動方程式 \begin{eqnarray} \Deqlab{運動方程式x成分sigma} \DD{u}{t} - f v &=& - \frac{1}{\rho} \left( \DP[][\sigma]{p}{x} - p_{s} \DP{\sigma}{z} \DP[][\sigma]{z}{x} \right) + F_{x}, \\ \Deqlab{運動方程式y成分sigma} \DD{v}{t} + f u &=& - \frac{1}{\rho} \left( \DP[][\sigma]{p}{y} - p_{s} \DP{\sigma}{z} \DP[][\sigma]{z}{y} \right) + F_{y}. \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \Deqlab{静水圧平衡sigma} p_{s}\DP{\sigma}{z} = - \rho g . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \Deqlab{連続の式sigma} \left( \DD{}{t} \left[ \ln \left( \rho \left| \DP{z}{\sigma} \right| \right) \right] \right) + \nabla_{\sigma} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{\sigma}}{\sigma} = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} T \DD{s}{t} = Q(x, y, \sigma, t) . \end{equation} \end{itemize} ただし \begin{eqnarray*} \DD{}{t}{\sigma} &=& \DP[][\sigma]{}{t} + u \DP[][\sigma]{}{x} + v \DP[][\sigma]{}{y} + \dot{\sigma} \DP{}{\sigma} \ , \\ \nabla_{\sigma} &=& \left( \DP{}{}{x}{\sigma} , \DP{}{}{y}{\sigma} , 0 \right) \end{eqnarray*} である. \newpage 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡sigma} を \Deqref{運動方程式x成分sigma}, \Deqref{運動方程式y成分sigma}, \Deqref{連続の式sigma} に代入することにより, 以下のように $\sigma$ 座標系での基礎方程式が得られる. $\sigma$ 座標系での基礎方程式 \begin{screen} \begin{itemize} \item 運動方程式 \begin{eqnarray} \DD{u}{t} - f v &=& - \frac{1}{\rho} \left( \DP[][\sigma]{p}{x} + \rho g \DP[][\sigma]{z}{x} \right) + F_{x}, \\ \DD{v}{t} + f u &=& - \frac{1}{\rho} \left( \DP[][\sigma]{p}{y} + \rho g \DP[][\sigma]{z}{y} \right) + F_{y}. \\ \end{eqnarray} \item 静水圧平衡式 \begin{equation} \Deqlab{静水圧平衡決定版sigma} \DP{z}{\sigma} = - \frac{p_{s}}{\rho g} . \end{equation} \item 連続の式 \begin{equation} \frac{1}{p_{s}} \DD{p_{s}}{t} + \nabla_{\sigma} \cdot \Dvect{u} + \DP{\dot{\sigma}}{\sigma} = 0 , \end{equation} または \begin{equation} \DP[][\sigma]{p_{s}}{t} + \DP[][\sigma]{p_{s} u}{x} + \DP[][\sigma]{p_{s} v}{y} + \DP{p_{s} \dot{\sigma}}{\sigma} = 0 . \end{equation} \item 熱輸送の式 \begin{equation} T \DD{s}{t} = Q(x, y, \sigma, t) . \end{equation} \end{itemize} \end{screen} %---------------------------------------------------------- \pagebreak \subsection{境界条件} ここでは $\sigma$ 座標系においてよく用いられる境界条件の例を示す. \begin{itemize} \item 上端における境界条件 $\sigma$ 座標系での上端における境界条件は $\sigma=0$ 面を通して質量流束が無いとすることが多い. この条件の表式は, 一般の場合 において得られた上端における境界条件の表式で $ \zeta = \sigma$, $\zeta_{T} = 0 $ とすることにより \begin{screen} \begin{equation} \dot{\sigma} = 0 \ \ \ \ \ \ \mbox{at} \ \ \sigma = 0 \end{equation} \end{screen} と得られる. \item 下端における境界条件 $\sigma$ 座標系での下端における境界条件は 地表面を通して質量輸送が無いとすることが多い. この条件の表式は, 一般の場合 において得られた下端における境界条件の表式で $\zeta = \sigma$, $\zeta_{H} = 1$ とすることにより \begin{screen} \begin{equation} \dot{\sigma} = 0 \ \ \ \ \ \ \mbox{at} \ \ \sigma = 1 \end{equation} \end{screen} と得られる. \end{itemize} %---------------------------------------------------------- \pagebreak \subsection{渦度方程式と発散方程式} \begin{itemize} \item $\sigma$ 座標系における渦度方程式 $\sigma$ 座標系における渦度方程式は, 一般の場合 において得られた $\zeta$ 座標系での渦度方程式において $\zeta = \sigma$ とし, \Deqref{ps} の関係と静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡決定版sigma} を用いることにより \begin{screen} \begin{eqnarray} \DD{\omega_{\sigma}}{t} &+& ( f + \omega_{\sigma} ) D_{\sigma} + \Dvect{k} \cdot \left( \nabla_{\sigma} \dot{\sigma} \times \DP{\Dvect{u}}{\sigma} \right) \nonumber\\ \Deqlab{渦度方程式sigma} &=& \frac{1}{\rho^{2}} \Dvect{k} \cdot \left( \nabla_{\sigma} \rho \times \nabla_{\sigma} p \right) + \DP[][\sigma]{F_{y}}{x} - \DP[][\sigma]{F_{x}}{y} \end{eqnarray} \end{screen} となる. ただし \begin{eqnarray*} \omega_{\sigma} = \DP[][\sigma]{v}{x} - \DP[][\sigma]{u}{y}, \ \ D_{\sigma} = \DP[][\sigma]{u}{x} + \DP[][\sigma]{v}{y} \end{eqnarray*} である. \Deqref{渦度方程式sigma} は $z$ 座標系の渦度方程式の鉛直成分を $\sigma$ 座標系に変換したものとは異なる. \item $\sigma$ 座標系における発散方程式 $\sigma$ 座標系における水平発散方程式は, 一般の場合 において得られた $\zeta$ 座標系での水平発散方程式において $\zeta = \sigma$ とし, \Deqref{ps} の関係と静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡決定版sigma} を用いることにより \begin{screen} \begin{eqnarray} \DD{D_{\sigma}}{t} & + & \nabla_{\sigma} u \cdot \DP[][\sigma]{\Dvect{u}}{x} + \nabla_{\sigma} v \cdot \DP[][\sigma]{\Dvect{u}}{y} + \nabla_{\sigma} \dot{\sigma} \cdot \DP{\Dvect{u}}{\sigma} - f \omega_{\sigma} \nonumber \\ \Deqlab{発散方程式sigma} & = & - \frac{1}{\rho} \nabla^{2}_{\sigma} p + \frac{1}{\rho^{2}} \nabla_{\sigma} \rho \cdot \nabla_{\sigma} p - g \nabla^{2}_{\sigma} z + \DP[][\sigma]{F_{x}}{x} + \DP[][\sigma]{F_{y}}{y} \end{eqnarray} \end{screen} となる. ただし \begin{eqnarray*} \nabla^{2}_{\sigma} = \DP[2][\sigma]{}{x} + \DP[2][\sigma]{}{y} \end{eqnarray*} である. \Deqref{発散方程式sigma} は $z$ 座標系の水平発散方程式 を $\sigma$ 座標系に 変換したものとは異なる. \end{itemize} %------------------------------------------------------------------------- \pagebreak \subsection{ポテンシャル渦度保存則} ポテンシャル渦度保存則の $\sigma$座標系における表現は, 一般の場合 において得られた $\zeta$ 座標系でのポテンシャル渦度保存則において $\zeta = \sigma$ とし, 静水圧平衡式 \Deqref{静水圧平衡決定版sigma} を用いることにより \begin{screen} \begin{equation} \DD{}{t} \left\{ \frac{1}{p_{s}} \left( \omega_{x \sigma} \DP[][\sigma]{\lambda}{x} + \omega_{y \sigma} \DP[][\sigma]{\lambda}{y} + ( \omega_{\sigma} + f ) \DP{\lambda}{\sigma} \right) \right\} = 0 \end{equation} \end{screen} ただし \begin{eqnarray*} \omega_{x \sigma} &=& - \DP{v}{\sigma} , \\ \omega_{y \sigma} &=& \ \DP{u}{\sigma} \end{eqnarray*} となる. %====================================================================== \newpage \section{参考文献} \begin{description} \item Kasahara, A., 1974: Various vertical coordinate systems used for Numerical Weather Prediction. {\it Mon. Wea. Rev.}, {\bf 102}, 509--522. \item 栗原宣夫, 1979: 大気力学入門, 岩波全書, 244pp. \item 沼口ノ−ト, 1989: A-GCM 概説(力学編). \item Washington, W.M., Parkinson, C.L., 1986: {\it An Introduction to Three-Dimensional Climate Modeling}, University Science Books. \end{description} \vspace{2em} %====================================================================== \newpage \section*{謝辞} \markright{謝辞} 本稿は 1989 年から 1993 年に東京大学地球惑星物理学科で行われていた, 流体理論セミナーでのセミナーノートがもとになっているものである. 原作版は若山郁生・石渡正樹による「鉛直座標変換」(1991-04-12) であり, 林祥介によって「鉛直座標変換」として書き直された (2002-11-18). セミナー参加者および校正とデバッグに協力してくれたすべての方々に 感謝するものである. 本資源は, 地球流体電脳倶楽部の インターネット上での学術知識の集積と活用の実験の一環として \begin{center} http://www.gfd-dennou.org/arch/riron/mhd/teishiki/pub \end{center} において公開されているものである. \copyright 林祥介 (Y.-Y. Hayashi) 2002. 本資源は, 著作者の諸権利に抵触しない(迷惑をかけない)限りにおいて 自由に利用していただいて構わない. なお, 利用する際には今一度自ら内容を確かめることをお願いする (無保証無責任原則). 本資源に含まれる元資源提供者(図等の版元等を含む)からは, 直接的な形での WEB 上での著作権または使用許諾を得ていない 場合があるが, 勝手ながら, 「未来の教育」のための実験という 学術目的であることをご理解いただけるものと信じ, 学術標準の引用手順を守ることで諸手続きを略させていただいている. 本資源の利用者には, この点を理解の上, 注意して扱っていただけるようお願いする. 万一, 不都合のある場合には \begin{center} riron@gfd-dennou.org \end{center} まで連絡していただければ幸いである. %====================================================================== \end{document}