近期的数值模拟研究表明^[1-4], 因强对流云的流场具有垂直翻滚特征, 云中会出现相对水平气流近于零的地方, 可称之为“零域”(在两维剖面中表现为“零线”中的一部分)。在“零域”, 对附近运行增长着的水凝物粒子群的运动, 呈现出特别的动力效应, 即粒子群在运行增长中向“零域”集中, 恰似它具有一种动力吸引功能。

动力吸引功能表现之一是粒子一旦进入这个区域很难被吹出, 故为“穴”, 粒子在边运行边增长边旋转地向主上升气流区行进, 待粒子长大 (大雨滴或冰雹) 后, 克服上升气流的顶托而下泻, 故为大雨滴或冰雹形成之“道”, 两者统称为大粒子群形成的“穴道”(图 1a)。它位于主上升气流旁侧、相对 (于云体) 水平风速近于零的“零域”下侧的主入流区内。区域中水平气流近于零, 不利于水平气流将粒子吹离; 但区域内的不同部位有着强弱不同的上升气流, 具有不同落速的各种大小粒子可以在运动中找到与上升气流相平衡的地方, 可见“零域”使粒子群在动态增长运行中有自动调节功能。区域的流入端是主上升气流的边缘, 这里适合于小粒子存留和增长, 而区域的流出端是主上升气流中心, 这里适合于大粒子群的形成。这个“穴道”的存在和位置是由对流流场特征决定的, 在“穴道”中粒子 (凝、并、冻) 增长率的快慢和进入主上升气流中心的路途长短, 以及形成冰雹或形成阵雨, 是由云粒子群微物理过程和云微物理场 (含水量和温度) 来决定的。表现之二是粒子群向“零域”集中必然产生水凝物粒子群的积累。新生的累积区先在最大上升气流上方, 随着粒子尺度的增长及落速变大, 累积区逐渐向零域附近的主上升气流区扩展, 再延伸到其下方。集中积累的过程, 经常是动态循环式的 (图 1b, 图 1c), 而静态图像只是平衡态或循环平均态的表现 (图 1d)。粒子进入累积区后不一定处于静态平衡状态, 也可以处于动态循环状态。粒子可进入累积区, 也可离开累积区, 但能长大的粒子群是会回来的, 总的效果是动态地向累积区集中。

图 1

图 1. “穴道”示意图 (a), 3个长成冰雹的粒子循环运行增长轨迹 (b), 1个长成冰雹并向“穴道”集中的大粒子循环运行增长轨迹的二维图 (垂直于剖面的格点坐标:y=22;*表示粒子出发位置; 虚线是上升气流速度等值线)(c), “零域”中上升气流速度及粒子平衡或平均位置 (d) Fig 1. (a) Schematic of "cave channal"(CC), (b) the 3D growth-travel trajectories of three large hailstones growing up, (c) the 2D growth-travel trajectories of a large hailstones concentrated to the "CC"(projection to the vertical cross section, y=22;* represents the starting loation; dashed lines present trajectories projected to the section), (d) the profile of verticle wind speed and particles at the equilibrium state with their terminal velocities respectively

上述的这些模拟结果已被多例观测结果所证实^[5-8]。还有以私人通信的方式给出的一批尚未发表的观测结果来支持^①-②。

①姚叶青.2002年合肥个例。

②李斌.2003年新疆个例。

如果所述的结果是规律性的, 在以往的研究中定会有表现。这里只以一个学者熟知的观测分析个例来作佐证:图 2是由Browning等^[9]给出的Fleming雹暴的垂直剖面, 这里只添加了相对水平风速为零的“零线”。可见大粒子 (雹胚) 的集合区 (胚胎帘, 或称悬挂回波) 正是在沿“零线”的走向附近, 清晰地给出了两者之间的配置关系。

图 2

图 2. 添加了相对水平风速为零的“零线”后Fleming雹暴垂直剖面图[9] Fig 2. Vertical section showing features of the visual cloud boundaries of the Fleming storm[9] with " zero line" of horizontal wind (ZLHW) analyzed by the author

Zrnic等^[10]用偏振雷达观测资料, 得到的雷达回波反射率因子场和估算的各种水凝物粒子群在云中分布的垂直剖面, 请见图 3。在图 3添加了悬挂回波的轴线, 这也应是“零线”的位置。在粒子群分布中, 也标示了这条轴线或“零线”, 从图 3可以看到在其入云端是霰粒子群, 而在其中后端是冰雹群。这印证了“零域”的流入端适合于小粒子存留和增长, 而“零域”的流出端是适合于大粒子群的存留和增长的论述。

图 3

图 3. 添加了悬挂回波轴线雹暴的反射率因子和估算的各种水凝物粒子群在云中分布的垂直剖面图[10] Fig 3. Vertical section showing features of the reflectivity factor and the particles distribution of a hailstorm[10]

鉴于强对流云流场具有垂直翻滚特征, 在二维情况下存在“零域”较容易理解, 原因是二维情况的主入流是平面二维的, 低层流场辐合, 高层流场辐散, 中层会出现一个辐合或辐散等于零的转折点, 这里的相对水平气流速度为零。而在三维流场中流动可以是旋转式对流, 是不是存在着平面二维式的主入流区呢?为此需从强对流云的二维与三维的关系来探讨。如果在三维对流云流场中大气以直接吹进云体的方式满足对流的辐合需要, 少旋转, 这时沿主入流区的垂直流场结构就具有了二维性, 在这种情况下对于三维对流流场出现“零域”就类似于在二维情况。一个对流云的环流由垂直气流和水平气流两部分组成, 其水平入流可以来自四面八方, 有一个主入流区的原因:其一, 对流上升必然要有低层辐合、高层辐散相伴, 强对流上升气流也必然要求有低层强辐合; 其二, 辐合上升运动是大气三维涡旋运动的一个基本态^[11-12], 即有辐合上升必有旋转。这个基本态也是具有自调节功能的一种流型, 当辐合来的气流不能完全上升时它可以转化为水平旋转; 当辐合来的气流不满足上升气流量要求时, 水平旋转的气流又可以转化为辐合垂直运动。具有自调节功能的流型才可能是稳定的流型。极端地说, 单有辐合没有旋转, 可以供应气流上升 (图 4a), 但单有旋转没有辐合则不能供给气流上升 (图 4b), 因此对于一个旋转辐合的运动来说, 在中低层气流既要有辐合又要有旋转, 且辐合量要满足强对流上升气流的需要 (图 4c)。但这对于非单波态有扰动的大气运动来说维持这种均匀对称的辐合旋转流型是不可能的, 实际的流场必然是不对称的辐合和旋转 (图 4d), 这种不对称必然会导致有一个主入流区。形似“S”的流型正是非对称的旋转辐合流场, “S”字的二勾中间, 就是旋转中的主入流区, 它近于直线地进入云中, 构成这里是局地强辐合弱转动的势态; 而在两个勾处则是强旋转。这种“S”的流型在国外的观测中给出了^[13], 我国近期的Doppler雷达观测所得到的一些结果也给出了这样的强对流云的流场特征^[5]。

图 4

图 4. 强对流云旋转对流流型的优选演化示意图 (a) 纯辐合, (b) 纯旋转, (c) 理想的强辐合和强旋转, (d) 实际和最优的强辐合和强旋转 Fig 4. The evolution schematic of a strong convective and rotary airflow pattern which is optimal for the formation and maintenance of hailstorm (a) full convergence, (b) full rotation, (c) strong convection and rotation in ideal, (d) strong convection and rotation in natural and in optimal

早在1976年Browning和Foote就提出了在稳定对流环流中大粒子 (大雨滴, 霰, 雹) 的循环增长学说^[4], 但是也留下了不少疑问及争论。如:是不是不循环粒子就难长大?或是因为观测到大雹有层次, 就应该有循环?因何会循环?循环的形成条件很严格吗?轨迹循环与水凝物积累有什么关系?水凝物积累与增长又有什么关联?粒子循环中为何不被气流吹走?在复杂多变的对流流场中, 粒子在循环增长中是如何从适合于小粒子增长的地方传输到适合于大粒子增长的地方去, 并长成为大粒子的?所有这些疑问, 就在于尚停留在简单零星的研究中, 再由于关注点的不同, 未全面考虑各个相关因子的协调; 或没有考察粒子群循环增长的全程, 导致只考察了粒子集中后的进入主上升气流的情况, 而且没有追查为何粒子群先集中的现象^[14]; 或只给出了一些特定现象:粒子的运行增长轨迹正沿着零线向主上升气流区行进, 这只能一直处在平衡态下, 即:粒子在运行增长中其粒子末速随时间的变化与上升气流速度随时间的变化相等, 这是很特定的情况, 相当于图 1d和图 1c粒子运行增长轨迹由循环进入非循环的平衡区段^[13]; 或只给出了少数粒子的某些结果, 但不足以去综合分析提炼出其中包含着的规律性^[15-16]。虽然如此, 但经过仔细对照和分析会看到, 这些学者给出的相关结果和图像, 再经过进一步的加工提炼或说明以后, 不仅不与上述的规律性结果相悖, 而且对其中相应的环节或局部表象给予了有力的印证。本研究的进步在于协调了各个因子的设计进行系统、全程的深入研究, 而且从对流云特有的宏微观运动场之间相互作用的角度来入手, 给出了较全面的结果, 并回答相关的疑问。

相对于云体水平气流的“零域”即相对水平气流速度近于零的区域。区域的大小还要视相对水平气流值与上升气流的大小、梯度值以及粒子增长的速度而定, 它们控制着大粒子循环运行增长轨迹可达范围的尺度, 其基本点是在粒子的循环增长运行中不被吹离。对强对流云粗略估计大约是云体的6%。从地面观测到的雨雹降水分布来看, 降雨区远大于降雹区, 且常处于降雨区的边缘, 说明这个估计合理且符合观测事实。

强对流回波结构实质上是云中大粒子瞬间分布的反映, 而这个分布又是各个大粒子在运行增长中形成的, 因而大粒子群在某个剖面上轨迹线段的总分布势态应当与特征回波结构相当。利用EulerLagrange结合方式, 从模拟研究宏、微观场相互作用下的雷达回波结构角度, 给出了冰雹云中长大成雹的340个粒子的运行轨迹在模拟区间y (南—北向)=22~23 km的粒子群运行增长轨迹线段的分布图和它们的三维运行增长轨迹, 见图 5。从图 5a中可以清楚地看到强回波主体、悬挂回波、弱回波区和回波墙的结构, 它与雷达观测的超级雹云单体的剖面回波结构十分相似^[17]。

图 5

图 5. 冰雹云中长大成雹的340个粒子运行轨迹在模拟区间 (y=22~23) 粒子群运行增长轨迹分布 (a) 及三维运行增长轨迹 (b) Fig 5. Vertical cross sections through the main updraft and near CC, showing growth-travel trajectories of 340 hailstones growing up (y=22-23)(a), the 3D growth-travel trajectories near CC and through the main updraft (b)

由于冰相粒子的末速很难统计, 同一大小的冰相粒子可以有相当差别的末速。为此如粒子末速比原有末速减少一半时, 对同一编号的340个粒子群, 在y=22~23区间内的增长运行轨迹线段分布见图 6。可见粒子群绕“零域”的外围旋转, 回波结构很松散。

图 6

图 6. 粒子末速比原有末速减少一半时的模拟, 在y=22~23区间内, 340个长成大粒子的增长运行轨迹在区间内的轨迹线段分布 Fig 6. Same as in Fig.5a, but for the terminal velocities of partices equal the half as much as normal terminal velocity

上述模拟试验表明, 当云中大粒子末速的大小与气流的垂直速度相当时, 宏、微观速度场的相互作用导致了特征雷达回波结构的形成; 当粒子具有正常末速的一半时, 宏微观场之间相互作用显著变弱了, 特征雷达回波结构很不明显。可见强对流云中一些特殊的雷达回波结构, 如BWER或WER或OE是云的宏、微观运动场量之间相互作用的表象。

在强对流云中大粒子群在运行增长过程中会向“零域”集中^[2], 集中过程的具体表现是使“零域”邻区粒子群数浓度加大, 并使粒子群的平均尺寸长大 (质量增加)。这两个因素都引起粒子的比含量的增大, 这些大粒子集中的具体表现的模拟分析结果见图 7。

图 7

图 7. 粒子群有末速时, “零域”邻区内的粒子群的平均尺寸 (a) 和粒子总数 (b) 随时步的变化 (m=n×30, n是积分时间步数, t=nΔT, ΔT=5 s) Fig 7. The evolution with time of the average diameter (a) and total number (b) of particles those locate within the volume of adjacent " CC" (m=n×30, n is steps of integration, t=nΔT, ΔT=5 s)

当粒子末速比原有末速减少一半时, “零域”累积区内粒子群的平均尺寸和粒子群总数随时步的变化较原有末速时要小得多, 而且粒子群总数随时步的变化时大时小, 很不稳定 (图 8), 说明“零域”的吸引功能显著减弱了。

图 8

图 8. 当粒子末速比原有末速减少一半时, “零域”邻区内的粒子群的平均尺寸 (a) 和粒子群总数 (b) 随时步的变化 (其他说明同图 7) Fig 8. Same as in Fig. 7, but for the terminal velocities of partices equal the half as much as normal terminal velocity

可见, 强对流云中对大粒子群集中的动力吸引功能只是在宏、微观运动场量之间的相互作用明显时才重要。相互作用的强弱决定着“穴道”的强弱, 即“零域”的吸引集中能力, “穴道”及附近的水平和垂直气流梯度和粒子的落速大。强“穴道”易形成冰雹, 而弱“穴道”易形成阵雨。因而强“穴道”可称为冰雹“穴道”, 而弱“穴道”可称为阵雨“穴道”^[18]。

“穴道”结构在人工防雹 (对流云增雨) 和降雹或阵雨临近天气预报中的应用涉及到观测资料的分析判别, 是需要专题探讨的。这里只提一些应用要领。

鉴于“穴道”位于主上升气流旁侧、相对 (于云体) 水平风速近于零的“零域”下侧的主入流区内。“零域”使粒子群在运行增长过程中会向这里集中和积累。粒子群在动态增长运行中有自动调节功能。“穴道”的入口端是主上升气流的边缘, 这里适合于小粒子存留和增长, 而其出口端是主上升气流中心, 这里适合于大粒子的长大, 形成了一个有利于大水凝物粒子 (冰雹、霰、大雨滴) 稳定形成的流水线。据此人工防雹 (对流云增雨) 的作业区应在“穴道”区, 即作业的部位; 而作业的时机是“穴道”形成时刻或“穴道”移到作业点时刻。又可根据“穴道”区域的雷达回波特征, 依此来作出降雹或阵雨的临近天气预报。

关于“零域”判定, 在模拟结果中先画出三维流场中u=0的曲面, 再画该曲面上的v值分布, 这时v=0的地方也是u=0的地方。满足这些条件地方的邻区即为“零域”。在Doppler雷达的观测中, 当强对流云体正向或背向雷达移动时, 径向风接近全风, 根据径向风的资料, 在过雷达站这个方向上的RHI剖面上可看到一条径向风零线; 再依据回波移动数据, 将径向风订正为相对径向风, 即可找到“零域”。而当强对流云体不正对或不正背着雷达移动时, 这时的径向风全风差别很大, 风是向量, 不能在单径向风情况下插值求出全风场找到“零域”, 这时可依据“零域”与悬挂回波的关系来判别, 即悬挂回波地区就是“零域”。回波场是标量, 可通过回波形态分析找到悬挂回波所在地。

1)“穴道”的特性是由于相对水平气流近于零的“零域”和上升运动配合下, 使“零域”对大粒子运行增长具有“动力吸引”功能, 导致大粒子群到这里集中和积累, 在复杂快变的对流云中构成了一个特殊区域和通道, 它是使大水凝物粒子 (冰雹、霰、大雨滴) 可稳定形成增长的流水线。

2)“穴道”是宏、微观运动场之间的相互作用的产物。当宏观运动场量与微观粒子的末速场量相当时 (如在含雹、霰大粒子的雹暴云或含大雨滴的阵雨云中特定区域) 这种相互作用才起明显作用。相互作用的强弱决定着“穴道”的强弱, 强“穴道”易形成冰雹, 而弱“穴道”易形成阵雨。

3)“穴道”结构在雷达回波上的有特征形态反映, 可据此提出在人工防雹 (或对流云增雨) 和降雹 (或阵雨) 临近天气预报中的应用要领。