Journal of the Meteorological Society of Japan. Ser. II
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ISSN-L : 0026-1165
Volume 22, Issue 4
Displaying 1-8 of 8 articles from this issue
  • M. Hanazima
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 121-127
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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  • S. Ogiwara
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 127-133
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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  • S. Ogiwara
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 134-142
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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  • S. Ogiwara
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 142-150
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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  • S. Ohta
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 150-156
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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  • H. Arakawa
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 156-160
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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    Bei gekrümmten Isobaren empfiehlt es sich Zylindrikalkoordinaten r, θ, _??_ einzuführen. Es seien ferner: vr, die horizontale Strömungsge-schwindigkeit, die sich reibungslos bewegt, ρ die Dichte, p der Druck, φ die geographische Breite, ω die Winkelgeschwindigkeit der Erddrehung.
    Die Bewegungsgleichungen für horizontale Bewegungen lauten nun: in Uebereinstimmung mit der von Koschmieder abgeleiteten Gleichung (Dynamische Meteorologie, S. 238, Wechsel der Koordinatenachsen ist zu beachten). Wir werden gleich zeigen, dass diese zwei Gleichungen für jedes System gelten, dessen z-Achse nach dem Zenit weit unabhängig von der Richtung, die die x-Achse besitzt ist.
    Nehmen wir an dass, die Druckverte_??_lung von θ unabhängig sei, dann müssen die Isobaren im Kreise um den Mittelpunkt des Koordinaten-systems herum liegen und dabei dp/dr muss der totale Gradient sein. Betrachten wir nun die Bewegungen ohne Beschleunigung, so folgt aus der zweiten Gleichung vr=0, aus der ersten wird die Gleichung des Gradient-windes
    Auf den kleinen Gebieten der Erdoberfläche können wir sin φ als Konstante betrachten. Die letzte dieser zwei Gleichungen wollen wir sogleich näher ins Auge fassen. Setzt man
    so findet man, dass nach dieser Gleichung dΩ/dt=0 mithin Ω=konst. ist. Dies heisst, dass für einen Massenpunkt, auf den von äusseren Kräften nur die Schwere wirkt, die Grösse Ω während seiner Bewegung erhalten bleibt. Diese ausgezeichnete Grösse heisst “Rotationsmoment”.
    Wir denken uns zunächst dass eine Masse anfangs in dem Abstand r in Ruhe sei. Sie wird dann bei Erhaltung ibres Rotationsmomentes in den Abstand r' gebracht. Dabei erlangt sie eine zyklonale oder antizyklonale Kreisbewegung, welche sich folgendermassen berechnen lässt. In dem Abstand r ist: Ω=ωsinφ•r2, in dem Abstand r': Ω=r'(vθ+ωsinφ•r). Da diese Momente gleich sind, folgt daraus die lineare Geschwindigkeit vθ=ωsinφ(r2-r'2)/r'.
    Wir nehmen zur Orientierung über die Grössenordnung des Effektes an, dass die Verschiebung auf 100km Unterschied geschehe. Wir müssen sie nach und vor dem Mittelpunkt berechnen, da die Verschiebung von dem Abstand r zum Abstand r' nicht den gleichen Effekt hat wie die umgekehrte. Die Rechnung liefert folgende Werte für die lineare Geschwindigkeit, welche bei anfänglichen Ruhezustand mit der Verschiebung der Masse um 100km entsteht:
    Aus dem nichtlinearen System (1) resultiert nun das System der Störungsgleichungen, indem man die Grössen vr und der allgemeinen Bewegung zusammensetzt aus der Vr=0 und Vθ der bevorzugten Bewegung, die dem vorstehenden nichtlinearen System genügen, und den Grössen rr' und vθ' der Störungsbewegung, die sämtlich mit ihren Ableitungen als kl_??_ine Grössen erster Ordnung aufzufassen sind:
    Machen wir die Annahme, die Druckverteilung (die in Ruhe sein soll) sei unabhängig von θ und unter Beachtung (2), so entsteht aus dem nichtlinearen System durch Substitution von (4) das System der Störungsgleichungen in Eulerscher Form
    Wir berechnen zunächst die Wirkung einer Welle, die durch vθ'_??_ gegeben werden soll. Eine Lösung obiger Differentialgleichung ist also: Bei stationären Hochgebieten, ist es wohl bekannt, dass |vθ|<rω sinφ ist.
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  • T. Sakaue
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 160
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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  • T. Niizuma
    1944 Volume 22 Issue 4 Pages 161-162
    Published: April 05, 1944
    Released on J-STAGE: February 05, 2009
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