Termická konvekce: Porovnání verzí

Pro vzduch '''nasycený''' vodní párou je situace komplikovanější. Vlivem uvolňování tzv. [[latentní teplo|latentního tepla]] z kondenzující vodní páry je pak vertikální teplotní [[gradient|gradient]] nižší:<br /><br />

s(dT/dz)_s = g {[1+(LvrvL_vr_v/RT)]/[cpc_p+(Lv2rvL_v²r_ve/RT<sup>2</RT2sup>)]} ≈ 0,0065 Km^-1 [vztah 4]<br /><br />

kde g je tíhové zrychlení, cpc_p je [[měrné teplo|měrné teplo]] suchého vzduchu při stálém [[tlak vzduchu|tlaku]], LvL_v je [[latentní teplo|latentní teplo]] uvolňované při [[kondenzace|kondenzaci]] vodní páry (LvL_v ≈ 2500.106 J kg^-1) [A3, str. 27], R je [[měrná plynová konstanta|měrná plynová konstanta]], rvr_v je [[směšovací poměr|směšovací poměr]] vodní páry, T [[teplota|teplota]], e je poměr měrných plynových konstant suchého a vlhkého vzduchu (e = Rd/Rv).<br /><br />

F = [Tvp(1 - ‘)T<sub>vp</Tve]sub>/T_ve) – (1 + mí) [vztah 5]<br /><br />

Další modifikace vychází z existence '''kompenzačních sestupných proudů''' — předpokládá se, že pokud se vzduchová částice zvedne od zemského povrchu a stoupá, musí být nahrazena jiným vzduchem, který do jejího výchozího místa sklesá z okolní atmosféry. Tento sestupný pohyb je provázen adiabatickým ohříváním vzduchu. Dá se předpokládat, že v přízemní vrstvě, v níž je vlivem silného přehřátí zemského povrchu nadadiabatický vertikální teplotní gradient, bude mít sestupující vzduch, ochlazující se adiabaticky, ochlazující a stabilizující účinek. Ten však bude dočasný, dokud se vzduch od zemského povrchu opět neprohřeje. Časový interval, po jehož dobu se bude takto sklesaný vzduch prohřívat na teplotu, při níž dojde k dalšímu odtrhu vzduchové částice, bude záviset na množství tohoto vzduchu a na rychlosti prohřívání. Množství sestoupeného vzduchu má podle [A34]publikace ''Moist Convective Initiation from Mesoscale Boundary Layer Processes'' vztah s velikostí stoupající vzduchové částice:<br /><br />

w‘/w = A/A‘ [vztah 7]<br /><br />

kde w je vertikální rychlost, A je plocha průřezu sestupující či vystupující vzduchové částice, přičemž apostrofované hodnoty se týkají sestupného vzduchového proudu. <br />

Třetí úprava započítává směšování vzduchu stoupající vzduchové částice se vzduchem v jejím bezprostředním okolí. Všeobecný poměr vtahování se uvádí [A34] jako následující formuliformule:<br /><br />

E = 1/m (dm‘/dt) [vztah 8]<br /><br />

kde m je hmotnost vzduchu uvnitř stoupající vzduchové částice, dm‘/dt je množství okolního vzduchu, vtahovaného turbulentním mísením do stoupající vzduchové částice za čas dt. Tento příklad je přirovnáván k výstupu horkého vzduchu komínem (Siebesma a Holtslag, 1996). Ve standardním pohledu na problematiku proudí horký vzduch vzhůru komínem a nemůže se mísit se vzduchem, který je na vnější straně tohoto komínu. Nahoře z komínu proudí ven a následně po vnější straně komínu klesá zase k zemi. Uvedená modifikace však uvažuje komín '''prodyšný''', který umožňuje určité prosakování teplejšího a vlhčího vzduchu z komínu ven skrze svislé stěny a také prosakování chladnějšího a suššího vzduchu zvenčí dovnitř. Vlivem tohoto směšování je výstupná vertikální rychlost teplejšího vzduchu uvnitř komínu poněkud snížena.<br />

Poslední úprava částicové teorie bere v potaz [[aerodynamický odpor|aerodynamický odpor]] této stoupající vzduchové částice. Stoupající vzduch je v podstatě těleso, které se pohybuje v obklopujícím vzduchovém prostředí určitou rychlostí. Tento proces můžeme přirovnat ke stoupajícímu horkovzdušnému [[horkovzdušný balón|balónu]], na nějž vlivem jeho pohybu skrze atmosféru působí síla aerodynamického odporu a brzdí jeho vertikální zrychlení. Jestliže na vzduchovou částici nahlížíme jako na bublinu, bude její výstupná rychlost rovna:<br [A34]:/><br />

w = c(gFr) [vztah 9]^1/2

kde w je vertikální [[rychlost|rychlost]] bubliny, c je bezrozměrný [[součinitel odporu|součinitel aerodynamického odporu]] (přibližně c = 1.2), F je průměrná [[vztlaková síla|vztlaková síla]] působící na vystupující bublinu, g je [[tíhové zrychlení|tíhové zrychlení]], r je [[poloměr|poloměr]] bubliny. Tuto rovnici můžeme dále upravit na tvar<br /><br />

w = c{[(TpT_p — TeT_e) g / TeT_e]gr}^1/2 [vztah 10]<br /><br />

kde TpT_p je teplota vystupující bubliny, TeT_e je teplota obklopující atmosféry. Další úpravou obdržíme tvar této rovnice:<br /><br />

w = cg[r(TpT_p – TeT_e)/TeT_e]^1/2 [vztah 11]<br /><br />

a s přihlédnutím ke konstantám c = 1.2, g = 9.81 ms^-2 pak možno zapsat<br /><br />

w = 11.8 [r(TpT_p – TeT_e)/TeT_e]^1/2 [vztah 12]<br /><br />

CAPE = g integrál [(T<mathsub>integrálp</mathsub> [(Tp – TeT_e)/TeT_e] dz [vztah 13]<br /><br />

kde příslušné symboly byly již dříve vysvětleny; spodní integrační mez je HVK, horní pak HNV. Podmínkou pro to, aby hodnota CAPE byla kladná, je existence HVK. Fyzikální rozměr CAPE je J/kg, resp. m2m<sup>2</s2sup>/s². Při mírné až silné konvekci nabývá hodnot 1000–3000 J/kg, někteří autoři (Hagen a Finke, 1999; Schiesser a kolektiv, 1995) uvádějí hodnoty [[CAPE |CAPE]] pro dny s krupobitím mezi 660–940 [[Joule | J]]/kg. Obecně možno považovat hodnoty CAPE nad 600 J/kg za dosti vysoké s pravděpodobností vzniku [[bouřka | bouřky]]. V podmínkách České republiky se vyhodnocovaly CAPE z [[aerologie|aerologických]] sondáží z [[Praha|Prahy]]-Libuše za období let 1971–1999 a 1994–1999; ukázalo se, že hodnoty nad 1000 J/kg se u nás vyskytují nejčastěji v období květen–srpen, hodnoty nad 2000 J/kg v červnu a červenci ([[Dana Řezáčová|Řezáčová]], 2000). V literatuře se uvádí, že maximální očekávaná vertikální rychlost w_max v hladině HNV je dána vztahem<br /><br />

w_max = (2 CAPE)_1/2 [vztah 14]<br /><br />

za předpokladu, že vzduchová částice je v HVK v klidu, výstupný proud nevtahuje žádný sušší a chladnější vzduch z okolí. Dále se uvádí, že odhady vertikální rychlosti, vycházející z měření v reálné atmosféře, odpovídají nižším hodnotám než wmaxw_max. Na omezení vertikální rychlosti má vliv především vtahování chladnějšího vzduchu do stoupavého proudu, přítomnost kondenzačních produktů a vertikální poruchy síly tlakového gradientu, takže skutečná vertikální rychlost je asi poloviční oproti w_max. Posledně uvedenou rovnici s přihlédnutím k tomuto faktu lze tedy zapsat

w_max = 0,7 (CAPE)^{1/2 [vztah 15]}<br /><br />

[[atmosféra|Atmosférická]] konvekce je vždy více či méně [[turbulence | turbulentní]] a nabývá mnoha různých modifikací:<br />

Můžeme rozlišovat dva hlavní druhy termické konvekce:<br />

— konvekce volná, někdy též označovaná jako „gravitační“ nebo „vztlaková“. Pohyby vzduchových částic jsou především vertikálně orientované a vyvolávané vztlakovou silou, vyplývající z teplotní instability, s význačnými místními odchylkami od hydrostatické rovnovány. Volná konvekce může také souviset s neadiabatickým přenosem tepla prostřednictvím insolace (krátkovlnné radiace) nad povrchem, který má vyšší tepelnou kapacitu, než ostatní povrchy v jeho okolí. Volná konvekce nastává také nad povrchy s větší [[insolace|insolací]], způsobenou expozicí skloněného svahu vůči [[slunce|slunečním]] paprskům.<br />

— konvekce vynucená, kdy je vertikální pohyb způsoben [[mechanika|mechanickou]] [[síla|silou]]. Taková situace může nastat například při proudění [[vítr|větru]] přes zakřivený či jinak nerovný terén. Dále takto může působit tření proudícího vzduchu v místě, kde [[tekutina|tekutina]] hraničí s terénem nebo jiným typem proudění a na rozhraní je tak vyvolávána [[turbulence|turbulence]]. Konvekce se může nuceně tvořit i tam, kde je pohyb vzduchu vyvolán vzniklým tlakovým gradientem. Mimoto je tento typ konvekce způsobován i orografickou konvergencí proudění, stoupáním vzduchu v závětrné turbulenci za horskými hřebeny či gravitačními vlnami.<br />