3. Légköri sugárzási folyamatok
3.6. A Felszín-légkör rendszer energiamérlege
Légkörünk jelentős szerepet játszik a sugárzási viszonyok, s ezáltal az energiamérleg kialakításában. Ahogy az előző alfejezetekben láttuk, a légkört alkotó gázok mind rövid-, mind hosszúhullámú tartományban jelentős elnyelési sávokkal rendelkeznek. A fontosabb légköri összetevők, valamint a teljes légkör elnyelési tartományait a 3.25.
ábra foglalja össze.
A Föld-légkör rendszer évi átlagos energiaháztartásának legfontosabb elemeit a 3.26. ábra szemlélteti. A rövid-és hosszúhullámú sugárzási egyenleg által meghatározott hőenergia rrövid-észben a légkör melegítrövid-ésére, rrövid-észben a felszíni vizek párologtatására fordítódik. Amint már említettük, a légkört a sugárzási folyamatok által felmelegített felszín melegíti alulról. Ez elsősorban a felszínről a légkörbe irányuló konvektív hőszállítás, kisebb mértékben hővezetés formájában megy végbe (e folyamatokat együttesen szenzibilis vagy érzékelhető hőáramnak nevezzük). Az időjárási folyamatok szempontjából kiemelt jelentőségű vízforgalom részeként pedig a felszínről elpárolgó víz (látens vagy rejtett hőáram) is felhasználja a rendelkezésre álló energia egy részét. Ez a „vízgőzbe rejtett” hőmennyiség a felhő-és csapadékképződfelhő-és során szabadul fel, melegítve a légkör magasabb rfelhő-észeit. A felszín felhő-és a légkör közötti hőáramok jelentős szerepet játszanak a felszín és a légkör közötti energiacserében, az időjárási folyamatok alakításában.
3.25. ábra: Fontosabb légköri alkotóelemek, valamint a teljes légkör sugárzás elnyelési tartományai rövid-, illetve hosszúhullámon.
3.26. ábra: A felszín-légkör rendszer sugárzás- és energiaháztartása
A légkör és a Föld felszíne a Napból érkező sugárzás révén energiát vesz fel. Az energia felvétele, az egyes energiafajták közötti átalakulás és átadás folyamatosan zajlik, ami a Föld egyes régióiban és az év különböző időszakában eltérő mértékű. Ez alapvetően meghatározza a légkörben kialakuló cirkulációs rendszereket, az időjárást és ezzel együtt az éghajlati viszonyokat. Az évi átlagos, valamint a decemberi és a júniusi sugárzási egyenleg zonális átlagait rendre a 3.27., a 3.28. és a 3.29. ábrák mutatják.
3.27. ábra: A sugárzási egyenleg évi átlagának földrajzi szélesség szerint eloszlása
3.28. ábra: A december havi sugárzási egyenleg átlagának földrajzi szélesség szerint eloszlása
3.29. ábra: A június havi sugárzási egyenleg átlagának földrajzi szélesség szerint eloszlása
Ebben a fejezetben bemutatjuk a legfontosabb termodinamikai állapothatározókat, majd összefoglaljuk a termodinamika legjelentősebb törvényeit, melyek a földi légkörben (különösen annak felszín közeli rétegeiben) alapvető szerepet játszanak. Végül ismertetjük a légkörben lezajló adiabatikus folyamatok alapjait.
4.1. A termodinamika alapfogalmai
A különböző fizikai mennyiségeket extenzív vagy intenzív termodinamikai állapotjelzőknek tekinthetjük. Az előbbiek közé tartoznak azok a fizikai változók, melyek két test vagy rendszer kölcsönhatásakor összeadódnak (additívak). Ilyenek például a tömeg (m), a térfogat (V), az anyagmennyiség (n) stb. Az intenzív állapotjelzőkre viszont az jellemző, hogy a kölcsönhatások során kiegyenlítődésre törekednek. Ilyen típusú fizikai mennyiség például a nyomás (p) és a hőmérséklet (T) is. Az intenzív mennyiségeket általában sokkal egyszerűbb mérni, mint az extenzíveket, s ezért a meteorológiában olyan összefüggésekre igyekszünk jutni, amelyekben többnyire intenzív fizikai változók szerepelnek. Ebben az alfejezetben a légkör két legfontosabb intenzív termodinamikai állapothatározójáról – a hőmérsékletről és a nyomásról – lesz szó.
4.1.1. A hőmérséklet
A hőmérséklet tulajdonképpen az energiával ekvivalens fogalom, ám ez csupán a statisztikus fizika fejlődése során vált nyilvánvalóvá. A gázok hőmérsékletét az adott gáz alkotórészecskéinek mozgása határozza meg a részecskék kinetikus energiája révén. A szobahőmérsékletű (20 °C-os) levegő molekulái például 450 m/s (azaz 1620 km/h) átlagsebességgel mozognak. A levegő különböző gázok keveréke (lásd 2. fejezet), s benne a nehezebb molekulák valamivel lassabb, a könnyebbek viszont gyorsabb mozgást végeznek. A szobában lévő levegő melegedésével a részecskék átlagsebessége növekszik. Ha viszont a szoba levegője hidegebbé válik, akkor a molekulák egyre lassabban fognak mozogni. Definíció szerint a részecskék teljes mozdulatlanságakor fellépő elméleti hőmérséklet jelöli ki az abszolút nulla fokot, mely az ún. Kelvin-skála nullpontját adja meg.
Ezt az abszolút skálát használjuk a hőmérséklet SI-mértékegységeként, s a termodinamikai számítások során is kelvinben számolunk. A hétköznapi életben azonban Celsius-fokban mérjük a hőmérsékletet. A Celsius-skálát Anders Celsius (1701–1744) svéd csillagász definiálta 1742-ben. A skála két alappontja az olvadó jég (0 °C), illetve a forrásban lévő víz (100 °C) hőmérséklete normál légköri állapot esetén. Az abszolút hőmérsékleti skálát alkalmazva 0 °C = 273,16 K, 100 °C = 373,16 K. A Celsius- és a Kelvin-skála között – általánosan alkalmazott kerekítés után – tehát csupán egy 273°-os eltolás van:
°C = K – 273, és K = °C + 273.
Vannak olyan országok is, ahol a hétköznapi életben egy ettől eltérő, harmadik típusú hőmérsékleti skálát alkalmaznak (elsősorban az USA-ban). Ez a Fahrenheit-skála, melyet szintén a megalkotójáról, Daniel Gabriel Fahrenheit (1686–1736) német fizikusról neveztek el. Fahrenheit már Celsius előtt, 1714-ben megalkotta hőmérőjét, melynek két alappontja a víz fagyáspontja (32 °F) és az emberi test feltételezett hőmérséklete (96 °F). Megjegyezzük, hogy az ember testhőmérsékletét Fahrenheit a lovak vérének hőmérsékletével közelítette. Ma már tudjuk, hogy az emberi test hőmérséklete helyesen 98,6 °F (azaz 37 °C). A víz forráspontjának 212 °F adódik ezen a skálán (4.1.
ábra). A Celsius- és a Fahrenheit-skála közötti átszámítást az alábbi képletekkel végezhetjük el:
és
4.1. ábra: A hőmérsékleti skálák (abszolút hőmérsékleti skála, Celsius- és Fahrenheit-skála) összehasonlítása
4.1.2. A nyomás
Minden abszolút nulla foknál nagyobb hőmérsékletű gáz részecskéi állandó mozgásban vannak. A gázmolekulák folyamatosan ütköznek egymással, s minden más útjukba kerülő felülettel. A levegő egy molekulája például átlagosan másodpercenként mintegy tízmilliárdszor ütközik más levegőrészecskékkel. Egy felületre (A) a sok-sok ütközés során kifejtett erők eredője (F) határozza meg a gázpnyomását:
(4.1)
A nyomás SI-mértékegysége a pascal (Pa). A fenti képlet alapján egy adott gáz nyomása 1 Pa akkor, ha egy 1 m2-es felületre 1 N (Newton) nagyságú erőt fejt ki.
A légkör molekuláit a gravitációs erő tartja a Föld vonzáskörzetében. A levegő részecskéi ennek megfelelő erőt fejtenek ki a felszínre. Így a földfelszíni légköri nyomás (vagyis a tengerszinti légnyomás) a felszín fölötti légoszlop súlyával adható meg. Az átlagos tengerszinti légnyomás értéke az ICAO (Nemzetközi Polgári Repülésügyi Szervezet) standard szerint 1013,25 hPa (15 °C-on, 40° északi szélességen). A földfelszíntől távolodva egyre kisebb az egységnyi terület fölötti légoszlop súlya, s ezzel együtt a légnyomás is exponenciálisan csökken (lásd 2. fejezet).
A meteorológiában régebben használták a millibart is a légnyomás jellemzésére, mely a bar nyomásegység ezredrésze, továbbá: 1 mbar = 1 hPa = 100 Pa.
4.2. A termodinamika fontosabb összefüggései
A termodinamikai összefüggések legtöbbjét a XVII–XIX. században ismerték fel. Az alaptörvényeket a termodinamika főtételei tartalmazzák.
A 0. főtétel szerint a kölcsönhatásban álló rendszerek egyensúlyának szükséges és elégséges feltétele a lehetséges (pl.: termikus vagy mechanikai) kölcsönhatásokhoz tartozó intenzív állapotjelzők (pl.: hőmérséklet vagy nyomás) egyenlősége. Ez alapján két rendszer termikus egyensúlyban van, ha hőmérsékletük megegyezik.
Az ideális gázokra vonatkozó állapotegyenletben az extenzív és intenzív termodinamikai állapotjelzők közötti kapcsolatot írjuk fel:
(4.3)
aholpés Va gáz nyomása és térfogata,naz anyagmennyiség molban kifejezve,R*az univerzális gázállandó, melynek értéke minden ideális gáz esetén 8,31 J/K mol,Ta gáz hőmérséklete kelvinben,mésMa gáz tömege és molekulatömege. A meteorológiai gyakorlatban a (4.3) egyenletet a következő formában használjuk:
(4.4) aholρ a gáz sűrűsége (m/V),Rpedig a gáz specifikus gázállandója (J/kg K), melyet úgy kapunk, hogy azR* univerzális gázállandót elosztjuk a gáz molekulatömegével.
Az állapotegyenlet kimondását több neves kutató kísérleti munkája alapozta meg. A felvilágosodás kezdetén egymástól függetlenül két kutató, az angol Robert Boyle (1627–1691) és a francia Edme Mariotte (1630–1684), az állandó hőmérsékleten lezajló folyamatokat (melyeket izoterm folyamatoknak nevezünk) tanulmányozva jutott arra a következtetésre, hogy a gáz nyomásának (p) és térfogatának (V) szorzata állandó, azaz:
Han,T= állandó, akkorp V= állandó.
Mintegy másfél évszázaddal később a neves francia fizikus-kémikus, Joseph Louis Gay-Lussac (1778–1850) az állandó nyomáson, illetve az állandó térfogaton végbemenő termodinamikai folyamatokat vizsgálta. Az előbbieket izobár, az utóbbiakat pedig izochor folyamatoknak nevezzük. Az általa felállított gáztörvények szerint:
I. Han,p= állandó, akkorV/T= állandó.
II. Han,V= állandó, akkorp/T= állandó.
A fenti nevezetes termodinamikai állapotváltozásokat mutatjuk be a 4.2. ábrán, ahol ap-V-Tállapottérben az izobár, az izochor, valamint az izoterm folyamatokra látunk példákat.
4.2. ábra: A nevezetes termodinamikai folyamatok ap-V-Tállapottéren ábrázolva. A szaggatott vonalak jelölik az izobár, a pontozott vonalak az izochor, a folytonos vonalak pedig az izoterm folyamatokat.
Ugyancsak a XIX. század első évtizedében tárta fel egy angol kémikus, John Dalton, hogy miként írható fel a gázkeverékek eredő nyomása. Tegyük fel, hogy a gázkeverékKdarab komponensből áll. Ekkor az ún. Dalton-törvény szerint az egyes komponensek parciális nyomását összegezve állíthatjuk elő a teljes gázkeverékre vonatkozó nyomást:
(4.5)
ahol pi parciális nyomáson azt a nyomást értjük, amit az adott (i) komponens esetén mérhetnénk, ha a teljes gázkeverék rendelkezésére álló térfogatot egyedül töltené ki.
A termodinamika I. főtétele az energiamegmaradást fogalmazza meg. Ez a tapasztalatokra épülő alapösszefüggés semmiből sem vezethető le. Érvényességét az bizonyítja, hogy soha nem találtak olyan jelenséget, amely ennek a törvénynek ellentmondana. Az I. főtétel kimondja, hogy egy rendszer belső energiájának (U) megváltozása egyenlő a rendszerrel közölt hőmennyiség (Q) és a rendszeren végzett munka (W) összegével, melyet egyenlet formájában az alábbiak szerint írhatunk fel:
(4.6) A fenti egyenlet azt fejezi ki, hogy valamely légrész belső energiája kétféleképpen növekedhet. Egyrészt a környezetből származó hőátadás növelheti a rendszer belső energiáját, másrészt energia-növekedést eredményez a környezet által a rendszeren végzett munka is. AWmunka a rendszerre ható olyan erők munkavégzését jelenti, melyek nem változtatják meg a test helyzeti vagy mozgási energiáját. Ilyen munkavégzés például a térfogati munka.
A légkörben lezajló térfogati munkavégzésre számos példát sorolhatunk. Az emelkedő légrész nyomása általában csökken, s ezzel egy időben térfogata növekszik, vagyis a légrész tágul. Az emelkedést előidézheti például a domborzat, valamilyen időjárási front vagy a felszín közelében kialakuló összeáramlás.
A (4.6) egyenletben szereplő elvégzett munka a p-Vállapotsíkon ábrázolt termodinamikai görbe alatti terület nagyságaként állítható elő. Ezt közelítően
(4.7)
alakban írhatjuk fel, melyet a kis térfogatváltozások (ΔVi) és a hozzájuk tartozó állandónak tekinthető nyomások (pi) szorzatainak összegéből kaphatunk meg (4.3. ábra).
4.3. ábra: A rendszeren végzett munka ábrázolásap-Vállapotsíkon
A (4.6) egyenletben szerepel aQhőmennyiség is, mely a rendszer hőmérsékletváltozásának (ΔT) ismeretében adható meg:
(4.8) Q = c mΔT
aholma rendszer tömege,cpedig a fajhője. A szilárd és folyékony rendszerekre a fajhő egyértelműen megadható, míg gázok esetében a termodinamikai folyamattól függ ez a mennyiség. Például megkülönböztethetünk állandó nyomáson vett fajhőt, melyetcp-vel jelölünk, illetve állandó térfogaton vett fajhőt, melynek viszontcva szokásos jele. Izobár folyamatok során az előbbi, míg izochor folyamatok esetén az utóbbi fajhővel számoljuk az átadott hőmennyiséget. A száraz levegőre vonatkozóancp,száraz= 1005 J/kg K, illetvecv,száraz= 718 J/kg K. A kétféle fajhő különbsége az adott gázra jellemző gázállandó. A specifikus gázállandó értékét úgy is megkaphatjuk, ha az univerzális gázállandó és az egységnyi molekulatömeg hányadosát vesszük. Példánknál maradva a száraz levegő specifikus gázállandója,Rd= 287 J/kg K (= 8,31/0,02896).
Izoterm folyamatok során nincs hőmérsékletváltozás, s mivel a rendszer belső energiája csak a hőmérséklet függvénye, így a belső energia változása is nulla. Hőátadásra viszont ilyenkor is sor kerül, ami (4.6) értelmében a rendszeren végzett munkával egyenlő. Vagyis pédául az izoterm tágulás során felvett hő teljes egészében a környezetnek adódik át a gáz mechanikai munkavégzése útján.
Izoterm folyamatok játszódnak le a rendszerek halmazállapotának megváltozásakor is. Ebben az esetben a közölt hőmennyiség meghatározásához az ún. fázisátalakulási hőket használhatjuk fel:
(4.9) .
Az L fázisátalakulási hő megadja azt az energiamennyiséget, mely egységnyi tömegű anyag halmazállapot változásához szükséges. A fázisátalakulási hő függ az anyagi minőségtől és attól, hogy milyen halmazállapot-változás zajlik le. Földi körülmények között a leggyakrabban a víz halmazállapot halmazállapot-változásainak lehetünk tanúi. A szilárd jégből folyékony vízzé válás során a környezetből az olvadáshőnek megfelelő hőmennyiség vonódik el, ennek értéke 333,7 kJ/kg. A cseppfolyós víz jéggé fagyásakor ugyanennyi hőmennyiséget ad le a környezetének.
A folyékony vízből légnemű vízgőzzé történő halmazállapot-változás minden hőmérsékleten lehetséges, az ehhez szükséges párolgáshő jó közelítéssel független a hőmérséklettől, értéke 2256,4 kJ/kg. A párolgás során a környezetből vonódik el ez a hőmennyiség, míg a vízgőz lecsapódásakor, vagy más néven kondenzációjakor ugyanennyi hő adódik át a környezetnek. A párolgás sebessége függ a hőmérséklettől és a szélsebességtől. Ha a folyadék felszíne közeléből a kilépő részecskék hamar eltávoznak (például amikor fúj a szél), akkor a párolgási sebesség nagyobb.
Ennek köszönhető, hogy azonos hőmérsékleten a nedves ruha gyorsabban szárad szeles időben, mint szélcsend idején.
Visszatérve az I. főtételre, a (4.6) egyenletet kifejtve az alábbi formában adhatjuk meg, melyet (4.7) és (4.8) felhasználásával nyerhetünk:
(4.10) .
A (4.10) egyenletből egyértelműen adódik, hogy ha egyáltalán nincs térfogatváltozás, vagyis izochor folyamat játszódik le, akkor a végzett munka nullával egyenlő, s az energiaváltozást pedig az alábbiak szerint tekinthetjük:
(4.11) .
Továbbá (4.11) és (4.7) figyelembevételével, a (4.6) egyenlőség átrendezésével adódik a termodinamika alapegyenlete:
(4.12) .
A II. főtétel a termodinamikai folyamatok irányáról nyilatkozik, és sokféle megfogalmazása létezik. Ezek közül Rudolf Julius Emanuel Clausius (1822–1888) német fizikusé a következőképpen hangzik: a hő spontán módon csak melegebb helyről hidegebbre mehet át, azaz a természetben a hőmérsékletkülönbségek kiegyenlítődésre törekszenek. Az eltérő hőmérsékletű rendszerek találkozásakor lejátszódó hőmérséklet-kiegyenlítődést számos meteorológiai jelenség során megfigyelhetjük. Ezen alapul a hőmérséklet mérésének elve is (l. 12. fejezet).
A II. főtétel lényegének jobb megértéséhez ismerkedjünk meg a reverzibilis és irreverzibilis folyamatokkal! A reverzibilis, vagyis visszafordítható folyamatok során a rendszer végig egyensúlyi állapotokon keresztül jut el a kiindulási állapotból a végállapotba. Ehhez az szükséges, hogy az egymás utáni egyensúlyi állapotok csak nagyon kis mértékben térjenek el egymástól. Ebben az esetben a teljes folyamat lejátszódhat fordítva, s a rendszer és a környezete is a végállapotból indulva az eredeti kiindulási állapotba juttatható vissza. Irreverzibilis, vagyis nem visszafordítható folyamatok során a változás nem kis fokozatokban, lassan történik, ezért a rendszer végállapotából a kezdeti állapotba való visszajutása nem valósulhat meg anélkül, hogy a rendszer környezetében ne maradna valamilyen változás. Ez nem jelent szó szerinti visszafordíthatatlanságot, csak azt, hogy a rendszer és a környezete együttesennem állítható vissza az eredeti kiindulási állapotba. A természetben lejátszódó folyamatok legtöbbször ilyen típusúak, vagyis a folyamat megfordítása csak úgy lehetséges, ha a környezet állapota megváltozik. A légkörben lezajló irreverzibilis folyamatra példaként említhetjük a csapadéktevékenységet. A kihullott csapadék légkörbe való visszajuttatása reverzibilis úton nem valósítható meg.
Végül a termodinamika III. főtételét a XX. század elején egy német kutató, Walther Hermann Nernst (1864–1941) állította fel. Ez a főtétel azt mondja ki, hogy az abszolút nulla fokos (0 K) hőmérséklet – amikor már a gázokat alkotó minden atom és molekula mozdulatlanná válik – nem érhető el.
4.3. Adiabatikus folyamatok
Az eddig tárgyalt nevezetes termodinamikai állapotváltozásokon kívül még az adiabatikus folyamatokról kell szólnunk, melyek során ugyan az alapvető fizikai mennyiségek egyike sem állandó, de a komplex légköri folyamatokban játszott kiemelkedő szerepük miatt lényegesek. Az adiabatikus termodinamikai állapotváltozásokban nincs hőátadás. Ennek lehet az az oka, hogy a rendszer és a környezete között tökéletes a hőszigetelés, illetve adódhat abból is, ha nagyon gyorsan zajlik le a folyamat. Földünkön a troposzférában ez utóbbi feltétel teljesül – a levegőrészecskék, légtömegek függőleges irányú mozgása olyan gyorsan következik be, hogy nincs idő a hőátadásra. Azokat az adiabatikus folyamatokat, amikor a levegő még nem telített, száraz adiabatikus, a telítettség elérése után pedig nedves adiabatikus folyamatoknak nevezzük.
A termodinamika II. főtételének egyik fontos következménye, hogy a végzett munkát mindig lehetséges teljesen hővé alakítani, viszont fordítva, a hő munkává alakítása tökéletesen sohasem lehetséges. A hőmennyiséget hasznos munkává alakítani termodinamikai úton a legnagyobb hatásfokkal az ún. Carnot-féle körfolyamattal tudjuk, amely két izoterm (A-B, C-D) és két adiabatikus (B-C, D-A) állapotváltozásból tevődik össze, ahogy az a 4.4. ábrán látható.
4.4. ábra: A Carnot-féle körfolyamat ap-Vállapotsíkon
A körfolyamatok esetén az összes belső energiaváltozás zérus, viszont a hőmennyiség és a végzett munka nem nulla. Az elérhető maximálisμhatásfokot a francia Nicolas Leonard Sadi Carnot (1797–1832) határozta meg:
(4.13) .
Tehát kizárólag a két izoterm folyamat hőmérséklete (T1,T2) befolyásolja ezt a legkedvezőbb hatásfokot. Minél nagyobb a különbségT1ésT2között, a hatásfok annál jobban megközelíti a 100%-ot.
Amint említettük, adiabatikus állapotváltozások során a szokásos állapotjelzők (p, V, T) egyike sem állandó, viszont van olyan származtatott fizikai mennyiség, ami nem változik. Ez az ún. potenciális hőmérséklet. Helmuth von Bezold, német kutató definiálta elsőként a XIX. század vége felé az alábbiak szerint:
(4.14) .
A (4.14) egyenletből kitűnik, hogy a potenciális hőmérséklet (Θ) tulajdonképpen az a hőmérséklet, amit a T hőmérsékletű éspnyomású levegő az 1000 hPa légnyomású (p1000) szinten felvenne. A potenciális hőmérséklet definíciója a száraz levegő 4.5. ábrán látható adiabatikus emelkedéséből kiindulva az ún. Poisson-egyenletből vezethető le.
4.5. ábra: A száraz levegő adiabatikus felemelkedése
A légkördinamika a levegő áramlásait, azok tulajdonságait és törvényszerűségeit tanulmányozza. Ezek az áramlások kiterjedésüket tekintve a néhány cm-es nagyságrendtől a Föld méretével összemérhető, 10 000 km-es nagyságrendig terjednek. Ebben a fejezetben az áramlási rendszerek legfontosabb jellemzőivel foglalkozunk, illetve azokat a fizikai törvényeket, összefüggéseket ismertetjük, amelyek az áramlási rendszerek kialakulásában fontos szerepet játszanak.
5.1 A légkörben ható erők
5.1.1. Gravitációs és centripetális erők
A Földet körülvevő légtömeg mozgását meghatározó erők közül a legfontosabbak közé tartozik a gravitációs erő és a forgás miatt fellépő centripetális erő. Agravitációs erőminden testre hat, hiszen bármely két test kölcsönösen vonzza egymást. Ennek az erőnek a nagysága egyenesen arányos a testek tömegének szorzatával, és fordítottan arányos a testek tömegközéppontjai között mért távolság négyzetével. Azaz egy mtömegű testre ható, a Föld tömegvonzása következtében fellépő gravitációs erő a Föld tömegközéppontja felé mutat, és fordítottan arányos a középponttól mértRtávolság négyzetével:
(5.1) ,
aholγa gravitációs állandó (6,67·10–11 N m2/kg2),M pedig a Föld tömege (5,98·1024kg). A fenti összefüggés egyszerűbb formában is felírható, amennyiben elég közel vagyunk a felszínhez, azaz ha azRtávolság jó közelítéssel megegyezik a Föld 6 370 km-es sugarával (RF):
(5.2)
, ahol .
Ez a feltételezés szinte az összes légköri folyamat esetében teljesül, hiszen a troposzféra maximális vertikális kiterjedése több mint két nagyságrenddel kisebb, mint a Föld sugara. A g gravitációs gyorsulás értékét kiszámolhatjuk, amennyiben a fenti összefüggésbe behelyettesítjük a gravitációs állandót, valamint a Föld tömegét és sugarát. Közepes földrajzi szélességeken, tengerszinteng= 9,81 m/s2.
A körpályán, állandó szögsebességgel mozgó test gyorsuló mozgást végez. A gyorsulás a sebességvektor irányváltozásának a következménye (5.1. ábra). Azt az erőt, amely a testet mozgásirányának megváltoztatására készteti, centripetális erőnek nevezzük. Az erő iránya a pálya P pontjából az O görbületi középpont felé mutat, nagysága arányos a forgástengelytől mértrtávolsággal, illetve a forgásra jellemzőωszögsebesség négyzetével:
(5.3) .
Ezt a centripetális erőt kell kifejtenünk, amikor egy testet kötéllel kör alakú pályán kívánunk tartani.
5.1. ábra: Centripetális gyorsulás. Körpályán mozgó test sebességének iránya folytonosan változik. A P és P’pontok közötti irányváltozástΔvadja meg. A centripetális gyorsulás (acp) és a centripetális erő iránya aΔvvektor irányával
megegyezően mindig a kör közepe felé mutat.
5.2. ábra: A gravitációs erő (Fg), a nehézségi erő (G), valamint a centripetális erő (Fcp) viszonya a Föld felszínén.
A Föld forgástengelyétől való távolságotr-rel, a Föld tömegközéppontjától való távolságotRF-feljelöljük.
A fentiekben ismertetett két erő (gravitációs és centripetális erők) hatásával magyarázhatjuk, hogy a földköpeny megszilárdulása nem szabályos gömb, hanem egy kicsit lapult geoid formájában történt. A Föld felszínén nyugalomban lévő, a Földdel együtt forgó testre a tömegvonzás, illetve a centripetális erő ellenereje hat. A Föld felszínén a centripetális erő legnagyobb értéke is közel 300-szor kisebb, mint a gravitációs erő. Hatása azonban a légkörre vonatkozóan sem hanyagolható el teljesen, hiszen – mint említettük – a Föld egy kissé lapult geoid alakja is a tengely körüli forgás következménye. A tömegvonzás következtében fellépő erő (Fg) iránya a Föld tömegközéppontja felé mutat, a centripetális erő ellenereje (Fcp) pedig merőleges a forgástengelyre (5.2. ábra). E két erő eredője lesz aG nehézségi erő. Mivel a felszín nyugalomban van, merőlegesnek kell lennie a nehézségi erőre, azaz a forgás következtében a Föld a gömbtől eltérő geoid alakot veszi fel. A Föld forgásának a következménye az is, hogy az azonos tömegű testek súlya változik a földrajzi szélességgel, az Egyenlítőn a legkisebb és a pólusoknál a legnagyobb. Az eltérés hozzávetőlegesen 0,5%. Az állócsillagokhoz rögzített koordináta-rendszerben a Föld 86 164 s alatt fordul meg teljesen a saját tengelye körül. A teljes körbeforduláshoz szükséges idő ismeretében e forgás Ωszögsebessége a következő módon számítható ki:
(5.4) .
Napjainkban sokat lehet hallani az ún. geostacionárius pályán mozgó telekommunikációs, hírközlési vagy éppen meteorológiai műholdakról. Ezekre a műholdakra az a jellemző, hogy a Földhöz képest állni látszanak, azaz állandóan a Föld egy adott pontja felett tartózkodnak. Azt könnyű belátni, hogy ilyen pálya csak az Egyenlítő
Napjainkban sokat lehet hallani az ún. geostacionárius pályán mozgó telekommunikációs, hírközlési vagy éppen meteorológiai műholdakról. Ezekre a műholdakra az a jellemző, hogy a Földhöz képest állni látszanak, azaz állandóan a Föld egy adott pontja felett tartózkodnak. Azt könnyű belátni, hogy ilyen pálya csak az Egyenlítő