Loading article…
ハドレー循環（ハドレーセルとも呼ばれる）は、地球規模の熱帯大気循環であり、赤道付近で上昇した空気が、地球表面から12～15km（7.5～9.3マイル）の高さにある対流圏界面付近で極方向へ流れ、緯度約30度の亜熱帯で冷却されて下降し、その後、地表付近で赤道方向へ戻るという特徴を持つ。これは、熱帯と亜熱帯の日射量と加熱量の違いによって生じる、対流圏内の熱的に直接的な循環である。年間平均では、この循環は赤道の両側に循環セルが存在するのが特徴である。南半球のハドレー循環は、平均的には北半球のハドレー循環よりもやや強く、赤道を越えて北半球にわずかに広がっている。夏と冬の間は、ハドレー循環は単一の赤道横断セルによって支配され、夏半球では空気が上昇し、冬半球では空気が下降する。同様の循環は、金星や火星などの地球外大気でも発生する可能性がある。
地球の気候は、ハドレー循環の構造と挙動に大きく影響されます。卓越貿易風はハドレー循環の下層部の現れであり、熱帯地方で空気と水蒸気を収束させて熱帯収束帯（ITCZ）を形成し、地球上で最も激しい雨が降る場所となっています。ハドレー循環の季節変動に伴うITCZの変動はモンスーンを引き起こします。ハドレー循環の下降気流は亜熱帯海嶺を形成し、降雨を抑制します。地球上の砂漠や乾燥地帯の多くは、下降気流の位置と一致する亜熱帯地方に位置しています。ハドレー循環はまた、熱、角運動量、水蒸気の南北輸送における重要なメカニズムであり、亜熱帯ジェット気流、湿潤な熱帯地方の形成、そして地球規模の熱平衡の維持に貢献しています。
ハドレー循環は、1735年に貿易風を説明するために加熱の差によって駆動される半球をまたぐ循環セルの存在を提唱したジョージ・ハドレーにちなんで名付けられました。その後、他の科学者たちが同様の議論を展開したり、ハドレーの定性的な理論を批判したりして、より厳密な説明と形式化を提供しました。ハドレーが示唆したような広範囲の南北循環の存在は、20世紀半ばにラジオゾンデによる対流圏上層の定期観測が可能になったことで確認されました。観測と気候モデルによると、ハドレー循環は少なくとも1980年代以降、気候変動の結果として極方向に拡大しており、それに伴い循環が強まっているものの、その程度は不確実です。これらの変化は、地域の気象パターンの傾向と関連付けられています。モデル予測では、気候変動により、21世紀を通じて循環は拡大し弱まるとされています。
ハドレー循環は、低緯度上空の対流圏における広範囲にわたる熱的に直接的な[ a ]および子午線方向の[ b ]空気の転覆を表します。[ 2 ]地球規模の大気循環では、緯線に沿って平均化された空気の子午線方向の流れは、上昇と下降の動きと赤道方向または極方向への空気の移動が組み合わさった循環に組織化されており、子午線セルと呼ばれます。これらには、熱帯を中心とする顕著な「ハドレーセル」と、中緯度を中心とする弱い「フェレルセル」が含まれます。[ 3 ]ハドレーセルは、温暖な赤道地域と涼しい亜熱帯地域との間の日射量のコントラストによって生じます。地球表面の不均一な加熱により、上昇気流と下降気流の領域が生じます。1年間を通して、赤道地域は太陽から放射するよりも多くの放射を吸収します。高緯度では、地球は太陽から受け取るよりも多くの放射を放出します。南北方向の熱交換メカニズムがなければ、赤道域は温暖化し、高緯度地域は徐々に冷え込み、不均衡な状態になる。空気の広範囲にわたる上昇と下降は、ハドレー循環や大気と海洋におけるその他の大規模な流れを駆動する圧力勾配力を生み出し、熱を分配し、地球規模の長期的および季節内的な熱平衡を維持する。[ 4 ]
ハドレー循環は地球の表面積のほぼ半分を覆い、おおよそ北回帰線から南回帰線まで広がっています。[ 4 ]垂直方向には、この循環は対流圏の全深度を占めています。[ 5 ]この循環を構成するハドレーセルは、下部対流圏で貿易風によって赤道方向に運ばれ、赤道付近で加熱されて上昇する空気と、上部対流圏で極方向に移動する空気から成ります。[ 6 ]亜熱帯に移動した空気は冷えてから下降し、その後赤道方向の熱帯に戻ります。[ 7 ]ハドレーセルに関連する下降空気の位置は、地球の熱帯の南北方向の幅の尺度としてよく使用されます。[ 8 ]空気の赤道方向への戻りと加熱の強い影響により、ハドレーセルは熱駆動型の閉鎖循環となっています。[ 7 ]赤道付近での空気の浮力による上昇と高緯度での空気の下降により、地表付近で気圧勾配が生じ、赤道付近で気圧が低く、亜熱帯で気圧が高くなります。これが下部対流圏における赤道方向への流れの原動力となります。しかし、熱帯での凝結に伴う潜熱の放出も高度による気圧の低下を緩和し、上部対流圏では一定の高度において亜熱帯よりも熱帯の方が気圧が高くなります。この気圧勾配は地表付近の気圧勾配よりも強く、上部対流圏における極方向への流れの原動力となります。[ 9 ]ハドレー循環は、一般的には南北風の質量加重平均帯状流関数を用いて識別されますが、速度ポテンシャルや特定の気圧レベルでの風の鉛直成分など、他の測定可能または導出可能な物理パラメータによって識別することもできます。[ 10 ]
緯度を考慮すると圧力レベルハドレー循環を特徴づけるストークス流線関数は次のように与えられる。
どこは地球の半径です。は地球の重力による加速度であり、は、指定された緯度と気圧レベルにおける帯状平均子午線風です。これは、指定された圧力レベルと地球大気圏上端との間の積分された子午線質量フラックスを示し、正の値は北向きの質量輸送を示します。 [ 11 ]ハドレー循環の強さは、以下に基づいて定量化できます。流線関数の最大値と最小値、または全体およびさまざまな圧力レベルでの平均値を含みます。ハドレー循環の強度は、速度ポテンシャル、風の鉛直成分、水蒸気の輸送、または循環の総エネルギーなどの他の物理量を使用して評価することもできます。[ 12 ]
ハドレー循環の構造とその構成要素は、対流圏全体にわたる地球規模の風の帯状平均と時間平均をグラフ化することによって推測できます。より短い時間スケールでは、個々の気象システムが風の流れを乱します。ハドレー循環の構造は季節によって変化しますが、風を年間平均すると（オイラー的観点から）、ハドレー循環はほぼ対称で、北半球と南半球にそれぞれ1つずつある2つの類似したハドレーセルで構成され、赤道付近の上昇気流の共通領域を共有しています。[ 1 ]ただし、南半球のハドレーセルの方が強いです。[ 13 ]年間平均されたハドレー循環に関連する風は、約5 m/s（18 km/h、11 mph）です。[ 1 ]しかし、固定された場所での風ではなく、空気塊の動きを平均すると（ラグランジュ的観点から）、ハドレー循環は極方向にさらに広がるより広い循環として現れます。[ 14 ]各ハドレー循環は、熱帯域内の気流の 4 つの主要な枝によって説明できます。[ 15 ] [ 16 ]
地球の北半球と南半球の低緯度における貿易風は、熱帯収束帯（ITCZ）として知られる、嵐や豪雨が頻繁に発生する低気圧帯のために、空気を赤道に向かって収束させます。 [ 4 ] [ 17 ]地球表面付近の空気のこの赤道方向への移動は、ハドレー循環の下部枝を構成します。[ 18 ] ITCZの位置は、赤道付近の海面水温（SST）の暖かさと、赤道を横切る気圧勾配の強さによって影響を受けます。一般的に、ITCZは赤道付近に位置するか、最も暖かいSSTが存在する夏半球に向かってずれています。[ 19 ] [ 20 ]年間平均では、ハドレー循環の上昇枝は、赤道から離れて北半球に向かってわずかにずれています。[ 13 ]コリオリの力により、貿易風は地球の自転方向とは逆方向に偏向し、両半球で赤道方向ではなく部分的に西向きに吹きます。下側の枝は、地球の熱帯海洋での蒸発によって生じた水分を蓄積します。[ 21 ]より温暖な環境と収束する風により、湿った空気は赤道付近で上昇し、ハドレー循環の上昇枝が生じます。[ 4 ]湿った空気の上昇により赤道帯で凝結と降水が生じるため、潜熱が放出され、上昇運動がさらに促進されます。[ 3 ] [ 21 ]ハドレー循環の上昇枝は、熱帯の地表面積の約 1 パーセントを占める雷雨で主に発生します。 [ 22 ]ハドレー循環の上昇気流における熱輸送は、ホットタワー（中層対流圏によく見られる乾燥した空気と混ざらない強い上昇気流を伴う積乱雲）によって最も効率的に行われる。これにより、非常に湿潤な熱帯下部対流圏から上部対流圏への空気の移動が可能になる。ITCZ付近では、ハドレー循環が示す垂直方向の熱輸送を維持するために、毎日約1,500～5,000個のホットタワーが必要となる。[ 23 ]
上昇気流は対流圏上層部まで上昇し、高度12～15 km (7.5～9.3 mi)に達すると、ITCZ から外側に広がり、極に向かって流れます。[ 24 ]ハドレー循環の上限は対流圏界面の高さによって決まります。これは、上空の安定した成層圏が空気の上昇を妨げているためです。[ 25 ]低緯度から発生する空気は、地球の自転軸を中心とした絶対角運動量が大きくなります。大気と地球の自転軸との距離は極に向かって小さくなるため、角運動量を保存するには、極に向かって移動する空気塊は東向きに加速する必要があります。[ 26 ]コリオリ効果により、ハドレー循環の極方向への広がりが制限され、空気は地球の自転方向に加速し、各ハドレー循環の極側境界で極方向への空気の流れを継続するのではなく、東西方向にジェット気流が形成されます。[ 27 ] [ 28 ]角運動量の保存則のみを考慮すると、赤道に沿って静止している空気の塊は、緯度 30° に達するまでに帯状速度134 m/s (480 km/h; 300 mph)まで加速します。しかし、空気の塊が極に向かう途中の小規模な乱流と中緯度の大規模な渦が角運動量を散逸させます。[ 29 ]南半球のハドレー循環に伴うジェットは、南半球の循環の強度が強いため、北半球のジェットよりも強くなっています。[ 30 ]より低温で高緯度では空気の塊が冷却され、その結果、極に向かう空気が最終的に下降します。[ 26 ]空気の動きを年間平均すると、ハドレー循環の下降枝は、おおよそ北緯 25 度線と南緯 25 度線上に位置しています。[ 1 ]亜熱帯の湿気は、渦によって極方向へ部分的に移流され、ハドレー循環の下部によって赤道方向へ部分的に移流され、その後 ITCZ に向かって運ばれます。[ 31 ]帯状平均されたハドレー循環は 4 つの主要な枝に組織化されていますが、これらの枝は、より集中した気流と質量輸送領域の集合体です。[ 32 ]
ハドレー循環の緯度方向の幅を説明しようとする理論や物理モデルがいくつか提案されている。[ 33 ]ヘルド・ホウモデルは、ハドレー循環の南北方向の広がりに関する理論的な制約の一つを提供している。地球表面との摩擦を受ける下層と摩擦のない上層からなる単純化された大気を仮定することで、このモデルは、循環内の気塊に正味の加熱がない場合、ハドレー循環は赤道から2,500 km（1,600マイル）以内に制限されると予測している。 [ 2 ]ヘルド・ホウモデルによれば、ハドレー循環の極側の縁の緯度は スケールに応じて
どこは放射平衡状態における赤道と極の間のポテンシャル温度の差であり、は対流圏界面の高さです。は地球の自転速度であり、は基準ポテンシャル温度です。[ 33 ]他の互換性のあるモデルでは、ハドレー循環の幅は、対流圏における鉛直平均ブルント・バイサラ周波数や循環によって放出される傾圧波の成長率などの他の物理パラメータと比例する可能性があると仮定しています。 [ 34 ]
ハドレー循環は季節の変化に伴って大きく変動します。春分と秋分の頃、北半球でも南半球でも、ハドレー循環は両半球で比較的弱い2つのハドレー循環の形をとり、ITCZ上空の上昇域を共有し、それぞれの循環の半球に向かって上空の空気を移動させます。[ 4 ]しかし、夏至と冬至に近づくと、ハドレー循環はより単一で強い赤道横断ハドレー循環に移行し、夏半球では空気が上昇し、冬半球では広範囲に下降します。[ 4 ] [ 35 ] 2つの循環と単一の循環の構成間の移行は急激で、1年の大半は、赤道を越えて空気を輸送する単一の支配的なハドレー循環によってハドレー循環が特徴づけられます。[ 36 ]この構成では、上昇気流は温暖な夏半球の熱帯緯度に位置し、下降気流は寒冷な冬半球の亜熱帯に位置します。[ 37 ]冬半球の気流は依然として各半球に存在しますが、夏半球の気流は極方向に移動する一方で、冬半球の気流ははるかに顕著になります。[ 38 ]冬半球の気流の強化は、ジオポテンシャル高度の勾配の急峻化と関連しており、貿易風の加速と子午線方向の流れの強化につながります。[ 39 ]大陸の存在は夏半球の温度勾配を緩和し、半球のハドレー気流のコントラストを強調します。[ 40 ] 1979年から2001年の再解析データによると、北半球の夏に支配的なハドレー気流は平均して南緯13度から北緯31度まで広がっていました。[ 41 ] [ c ]北半球と南半球の冬では、インド洋と西太平洋が帯状平均ハドレー循環の上昇と下降の動きに最も大きく寄与している。しかし、アフリカとアメリカ大陸上の鉛直流は北半球の冬の方が顕著である。[ 42 ] [ 43 ]
より長い年々の時間スケールでは、ハドレー循環の変動はエルニーニョ・南方振動（ENSO）の変動と関連しており、これは上昇枝の位置に影響を与えます。[ 44 ] [ 45 ] ENSOに対する循環の応答は非線形であり、ラニーニャ現象よりもエルニーニョ現象に対する応答がより顕著です。[ 45 ]エルニーニョの間、熱帯太平洋上空の対流圏上部の暖かさの増加とそれに伴う極方向の流れの強化により、ハドレー循環が強化されます。[ 46 ] [ 47 ]しかし、これらの変化は非対称ではなく、同じイベントの間、西太平洋と大西洋上のハドレー循環は弱まります。[ 48 ]大西洋ニーニョの間、大西洋上の循環が強化されます。大西洋循環は、北大西洋振動が強く正である期間にも強化されます。[ 49 ]季節平均および年平均のハドレー循環の年ごとの変動は、主に2つの並置された振動モードによって説明される。1つは赤道をまたぐ単一のセルを特徴とする赤道対称モード、もう1つは赤道の両側に2つのセルを特徴とする赤道対称モードである。[ 50 ]
ハドレー循環は、熱帯と亜熱帯の間、および北半球と南半球の間で水分とエネルギーを輸送する重要なメカニズムです。[ 51 ]しかし、下部と上部の流れが逆方向であるため、エネルギーの効率的な輸送手段ではありません。下部の流れは顕熱と潜熱を赤道方向に輸送し、上部の流れは位置エネルギーを極方向に輸送します。結果として極方向への正味のエネルギー輸送は、 ハドレー循環に関わる全体のエネルギー輸送の約10パーセントに相当します。[ 52 ]ハドレー循環の下降流は、亜熱帯で晴天と降水量に対する蒸発量の過剰を生み出します。 [ 53 ]ハドレー循環の下部の流れは、亜熱帯大気に蓄積された過剰な水蒸気の大部分を赤道地域に輸送します。[ 54 ]北半球のハドレー循環に比べて南半球のハドレー循環が強いため、北半球から南半球への正味のエネルギー輸送は小さくなります。[ 13 ]その結果、赤道でのエネルギー輸送は平均して南向きであり、[ 55 ]年間の正味輸送量は約 0.1 PW である。[ 56 ]渦がエネルギーを極方向に輸送する主要なメカニズムである高緯度とは対照的に、熱帯ではハドレー循環によってもたらされる子午線方向の流れが、極方向へのエネルギー輸送の主要なメカニズムである。[ 31 ] [ 57 ]熱的に直接的な循環として、ハドレー循環は利用可能な位置エネルギーを水平風の運動エネルギーに変換する。 [ 58 ] 1979 年 1 月と 2010 年 12 月のデータに基づくと 、ハドレー循環の平均出力は 198 TW であり、 1月と 8 月に最大、5 月と 10 月に最小となる。[ 59 ]対流圏界面の安定性により、対流圏から成層圏への空気の移動は大部分が制限されるが、[ 25 ]対流圏の空気の一部はハドレー循環を介して成層圏に侵入する。[ 60 ]
ハドレー循環は、熱エネルギーを機械エネルギーに変換する熱機関として理想化できる。地球表面付近で空気が赤道に向かって移動すると、直接加熱または顕熱もしくは潜熱の流れによって表面からエントロピーが蓄積される。ハドレー循環の上昇枝では、空気の上昇は周囲の環境に対してほぼ断熱過程である。しかし、空気の塊が循環の上部枝で赤道に向かって移動すると、赤外線波長で宇宙に熱を放射することによってエントロピーを失い、それに応じて下降する。[ 1 ]この放射冷却は少なくとも 60 W m −2の割合で発生し、冬には100 W m −2を超えることがある。 [ 53 ]循環の赤道方向の枝で蓄積される熱は、上部の極方向の枝で失われる熱よりも大きい。余剰の熱は、空気の動きを駆動する機械エネルギーに変換される。[ 1 ]この加熱の差により、ハドレー循環は熱を極方向に輸送します。これは、ハドレー循環の上部枝に供給される空気が、下部枝に供給される空気よりも湿潤静的エネルギーが大きいためです。 [ 3 ]地球の大気中では、空気塊が放射冷却によって熱を失う時間スケールと、空気がハドレー循環に沿って移動する時間スケールは、ほぼ同じオーダーであるため、循環の上部枝で冷却が起こっているにもかかわらず、ハドレー循環は熱を輸送することができます。[ 61 ]高いポテンシャル温度を持つ空気は最終的に対流圏上部で極方向に移動され、低いポテンシャル温度を持つ空気は地表近くで赤道方向に運ばれます。[ 62 ]その結果、ハドレー循環は、地球の不均一な加熱によって生じた不均衡を平衡状態に近づけるメカニズムの1つです。[ 21 ]熱機関として考えると、ハドレー循環の熱力学的効率は1979年から2010年の間に平均約2.6パーセントで、季節変動は小さい。[ 63 ]
ハドレー循環は、地球の自転により惑星の角運動量を極方向にも輸送します。 [ 21 ]貿易風は地球の自転と逆方向に吹くため、風と地形との摩擦相互作用により東向きの角運動量が大気に伝達されます。ハドレー循環は、この角運動量を上昇枝と極方向枝を通して伝達します。[ 64 ]極方向枝は、コリオリ力と角運動量保存則により、北半球と南半球の両方で加速し、東に偏向するため、ハドレー循環の下降枝の上に帯状ジェット気流が発生します。[ 21 ]このようなジェット気流の形成は、ハドレー循環の極方向への熱移流によってジェット気流付近の温度勾配が増幅されることで支えられる熱風平衡の存在を意味します。 [ 28 ]対流圏上層の亜熱帯ジェット気流は、ハドレー循環とフェレル循環が交わる場所と一致します。 [ 1 ]ジェット気流に伴う強い風のシアは、波が成長する傾圧不安定性の重要な発生源であり、これらの波の成長は熱と運動量を極方向に伝達します。[ 65 ]大気の渦はハドレー循環から西向きの角運動量を抽出し、それを下方へ輸送し、中緯度の西風をもたらします。[ 64 ]
ハドレー循環の広範な構造とメカニズム（地球の自転の影響を受ける温度差によって空気を移動させる対流セルから構成される）は、1685年にエドモンド・ハレー、 1735年にジョージ・ハドレーによって初めて提唱されました。 [ 18 ]ハドレーは貿易風と偏西風の物理的メカニズムを説明しようとしていました。[ 66 ]ハドレー循環とハドレーセルは、彼の先駆的な研究を称えて名付けられました。[ 67 ] [ 68 ]ハドレーの考えは、彼の死後かなり経ってから形式化されることになる物理的概念を想起させるものでしたが、彼のモデルは主に定性的で数学的な厳密さに欠けていました。[ 69 ]ハドレーの定式化は、1920年代までにほとんどの気象学者によって、より複雑な大気プロセスを単純化したものだと認識されました。[ 70 ]ハドレー循環は、物理的プロセスを使用して地球の大気中の風のグローバルな分布を説明しようとする最初の試みだったかもしれません。しかし、ハドレーの仮説は上層大気の風の観測なしには検証できなかった。20世紀半ばから始まった定期的なラジオゾンデによる収集データは、ハドレー循環の存在を裏付けた。 [ 18 ]
15 世紀と 16 世紀には、海上気象条件の観測は海上輸送にとって非常に重要でした。これらの観測の集計により、気象条件は年ごとに一貫しており、季節による変動が大きいことが示されました。[ 71 ]北半球と南半球で同様に見られる、緯度 30 度付近での乾燥した状態と弱い風、および赤道に近い赤道方向の貿易風の優勢は、1600 年までに明らかになりました。地球規模の風のパターンの側面を説明しようとする科学者の初期の試みは、風の安定性が単純な物理的メカニズムを予兆すると考えられていたため、貿易風に焦点を当てることが多かったのです。ガリレオ・ガリレイは、貿易風は低緯度で大気が地球のより速い接線方向の回転速度に遅れることによって生じ、その結果、地球の自転とは逆方向の西向きの貿易風が生じると提唱しました。[ 72 ]
1685年、イギリスの博学者エドモンド・ハレーは、王立協会が主催した討論会で、貿易風は熱帯地方で一日を通して生じる東西の温度差によって発生すると提唱した。[ 73 ]ハレーのモデルでは、地球が自転するにつれて、太陽からの最大加熱の場所が地球表面を西へ移動する。これにより空気が上昇し、質量保存の法則により、空気は空洞になった領域に移動し、貿易風が発生するとハレーは主張した。ハレーの仮説は友人たちから批判され、彼のモデルでは貿易風が一定ではなく、一日を通して風向が変化すると指摘された。[ 72 ]ハレーはジョン・ウォリスとの個人的な書簡で、「貿易風を解決するための私の仮説に疑問を呈されたことで、その正しさに対する私の自信は薄れてしまった」と認めた。[ 74 ]それにもかかわらず、ハレーの定式化はチェンバース百科事典とラ・グランデ・アンサイクロペディに組み込まれ、19世紀初頭まで貿易風の最も広く知られた説明となった。[ 72 ]貿易風の説明は間違っていたものの、ハレーは質量保存の法則に従って、地表の貿易風には上空で反対方向の流れが伴うはずだと正しく予測した。[ 75 ]
貿易風に関するこれまでの説明に満足できなかったジョージ・ハドレーは、 1735年に別のメカニズムを提案した。 [ 76 ]ハドレーの仮説は、王立協会の哲学的トランザクションに掲載された論文「一般的な貿易風の原因について」で発表された。[ 77 ]ハレーと同様に、ハドレーの説明では、貿易風は上昇する暖かい空気の代わりに移動する空気の現れであると考えた。しかし、この流れを促す上昇気流の領域は低緯度沿いにあった。地球の接線方向の自転速度は赤道で最も速く、極に向かうにつれて遅くなることを理解していたハドレーは、高緯度から運動量の低い空気が上昇気流の代わりに赤道に向かって移動すると、運動量を保存するため西に曲がると推測した。同様に、運動量の高い上昇気流は極に向かって広がり、東に曲がってから冷えて下降し、中緯度で偏西風を生み出す。 [ 76 ]ハドレーの説明は、赤道から極まで北半球と南半球に広がる半球規模の循環セルが存在することを示唆していたが、[ 78 ]彼は季節性や海洋と大陸の非対称性を考慮しない地球大気の理想化に依拠していた。[ 79 ]彼のモデルはまた、約37 m/s (130 km/h; 83 mph)の速い東風貿易風を予測したが、[ 76 ]彼は数日かけて表面摩擦の作用により空気が観測された風速まで減速したと主張した。[ 80 ]コリン・マクローリンは1740 年にハドレーのモデルを海洋に拡張し、南北方向の海流も同様に西向きまたは東向きに偏向すると主張した。[ 76 ]
ハドレーは、兄のジョン・ハドレーやハレーと混同されたため、その理論で広く知られることはなかった。彼の理論は、直感に反する説明と検証する観測の欠如のため、1世紀以上にわたって科学界であまり支持を得られなかった。[ 81 ]ハドレーが1735年に提案した後、他の数人の自然哲学者が独立して風の地球規模の分布に関する説明を提示した。1746年、ジャン・ル・ロン・ダランベールは地球規模の風の数式を提示したが、太陽の加熱を無視し、風は太陽と月の重力の影響によるものだとした。貿易風に関するハレーの説明に満足しなかったイマヌエル・カントも、1756年にハドレーと同様の推論で貿易風と偏西風の説明を発表した。[ 82 ] 18世紀後半、ピエール＝シモン・ラプラスは、地球の自転が風向に直接影響を与えることを示す一連の方程式を開発した。 [ 83 ]スイスの科学者ジャン＝アンドレ・デリュックは、 1787年に貿易風の説明を発表し、ハドレーの仮説に類似しており、差動加熱と地球の自転を風向と結びつけた。[ 84 ]
イギリスの化学者ジョン・ドルトンは、貿易風に関するハドレーの説明をジョージ・ハドレーに明確に帰属させた最初の人物であり、1793年の著書『気象観測とエッセイ』の中でハドレーの研究に言及している。[ 85 ] 1837年、Philosophical Magazineは、ハドレーに言及することなく、貿易風の方向が地球の自転に影響されると説明するハインリヒ・ヴィルヘルム・ドーブによる新しい風の流れの理論を発表した。これに対し、ドルトンは後に同誌の編集者宛にハドレーの研究を宣伝する手紙を書いた。 [ 86 ]ドーブはその後、ハドレーに非常に頻繁に言及したため、包括的な理論は「ハドレー・ドーブ原理」として知られるようになり、[ 87 ]ドイツとイギリスで貿易風に関するハドレーの説明が普及した。[ 88 ]
19 世紀のギュスターヴ・コリオリ、ウィリアム・フェレル、ジャン・ベルナール・フーコー、ヘンリック・モーンらの研究は、地球の自転による風の偏向のメカニズムとしてコリオリ力を確立するのに役立ち、ハドレーが示唆した線運動量の保存ではなく、流れの方向付けにおける角運動量の保存を強調した。 [ 87 ]ハドレーの仮定は偏向を 2 倍過小評価することにつながった。[ 79 ]地球規模の風を形成するコリオリ力が受け入れられたことで、1870 年代からドイツの大気科学者の間で、当初は子午線運動の挙動を狭く説明するハドレーの説明の完全性と妥当性について議論が始まった。[ 87 ]ハドレーが貿易風が彼の理論が予測するよりもはるかに遅い理由を説明するために表面摩擦を使用したことは、彼の考えの重要な弱点と見なされた。北緯30度付近の巻雲で観測された南西方向の動きは、角運動量保存則を考慮した場合の理論の予測よりもはるかに遅い動きであったため、ハドレーの理論をさらに否定する結果となった。[ 89 ] 1899年、ハーバード大学の物理地理学教授であるウィリアム・モリス・デイビスは、王立気象学会で講演を行い、ハドレーの理論が、当初不均衡な流れから地衡平衡への移行を説明できていないことを批判した。[ 90 ]デイビスや20世紀の他の気象学者は、ハドレーが想定した循環に沿った空気塊の動きは、角運動量保存則だけではなく、圧力勾配とコリオリ力の絶え間ない相互作用によって維持されていることを認識した。[ 91 ]最終的に、大気科学コミュニティはハドレーの原理の一般的な考え方は妥当であると考えていたが、彼の説明はより複雑な物理過程の単純化であると見なされた。[ 70 ] [ 92 ]
ハドレーの地球規模の大気循環モデルは、半球規模の循環セルによって特徴づけられるというものでしたが、亜熱帯に高気圧帯、緯度60度付近に低気圧帯が存在するという気象観測結果によっても疑問視されました。この気圧分布は、ハドレーが想定したセルが示唆する赤道方向への流れではなく、中緯度では地表付近で極方向への流れを示唆するものでした。フェレルとジェームズ・トムソンは後に、中緯度では低高度に限定され、より広範囲の半球規模のハドレー循環セルの中に含まれる循環セルを提案することで、気圧パターンとハドレーのモデルを調和させました。カール＝グスタフ・ロスビーは1947年に、ハドレー循環は熱帯に限定され、力学的に駆動される多セルの南北方向の流れの一部を形成していると提案しました。[ 93 ] [ 94 ]ロスビーのモデルは、1860年にフェレルが開発した同様の3セルモデルに似ていました。[ 94 ]
ハドレーが提唱した循環が熱帯成分を形成する、地球規模の大気循環の3セルモデルは、20世紀初頭までに気象学界で広く受け入れられていた。しかし、ハドレー循環の存在は地表付近の気象観測によってのみ検証されており、対流圏上層の風の予測は未検証のままであった。[ 95 ] 20世紀半ばに登場したラジオゾンデによる対流圏上層の定期的なサンプリングにより、大気中に南北方向の循環セルが存在することが確認された。[ 18 ]
ハドレー循環は、地球規模の気候と惑星の居住可能性に最も重要な影響を与えるものの1つであり、[ 4 ]角運動量、熱、水蒸気の重要な輸送手段でもある。[ 96 ] [ 97 ]ハドレー循環は赤道と極の間の温度勾配を平坦化し、中緯度地域を穏やかにする。[ 68 ]熱帯地域での降水量が多く、高緯度地域では降水量が少ないという地球規模の降水パターンは、それぞれハドレー循環の上昇枝と下降枝の位置によるものである。[ 3 ]赤道付近では、湿った空気の上昇により、地球上で最も激しい降水が生じる。[ 4 ] ITCZの周期的な移動、ひいてはハドレー循環の上昇枝の季節変動により、世界のモンスーンが発生する。[ 98 ]下降気流に伴う空気の下降運動は、亜熱帯高気圧域の顕著性と一致する地表発散を生み出す。[ 3 ]これらの半永久的な高気圧域は、主に緯度 20° から 40° の間の海洋上に位置する。[ 68 ]乾燥状態はハドレー循環の下降気流と関連しており、[ 33 ]地球上の多くの砂漠や半乾燥地域、乾燥地域はハドレー循環の下降気流の下にある。[ 4 ] [ 10 ]
亜熱帯でよく見られる雲の多い海洋境界層は、ハドレー循環によって熱帯から運び出された雲凝結核によって形成される可能性がある。 [ 99 ]
貿易風と降雨パターンの古気候復元から、ハドレー循環は自然の気候変動に応じて変化したことが示唆される。過去10万年の間に発生したハインリッヒイベント の間、北半球のハドレー循環は強まり、南半球のハドレー循環は弱まった。完新世中期から後期にかけての日射量の変動により、北半球のハドレー循環の上昇枝と下降枝は南下し、現在の位置に近づいた。北半球中緯度の樹木の年輪からは、ハドレー循環の枝の歴史的な位置も、より短い周期の振動に応じて変化してきたことが示唆される。北半球の下降枝は、エルニーニョ・南方振動と太平洋十年規模振動の正の位相では南下し、対応する負の位相では北上した。ハドレー循環は、北半球の一部で干ばつが発生した1400年から1850年の間に南下した。 [ 100 ]
IPCC第6次評価報告書（AR6）によると、ハドレー循環は少なくとも1980年代以降、気候変動に対応して拡大している可能性が高く、循環の強化も伴っているという確信度は中程度である。[ 101 ] [ 102 ] 1980年代以降、全体的な循環が10年あたり約0.1°～0.5°緯度分極方向に拡大しているのは、北半球ハドレー循環の極方向への移動が主な原因であり、大気再解析では1992年以降、より顕著な拡大が見られている。[ 103 ]しかし、AR6では、北半球ハドレー循環の拡大は内部変動の範囲内であるという確信度も中程度であると報告している。対照的に、AR6は、南半球ハドレー循環の極方向への拡大は人為的影響による可能性が高いと評価している。[ 104 ]この発見は、CMIP5およびCMIP6気候モデルに基づいている。[ 8 ]
研究では、異なる指標を使用しているため、熱帯の拡大率に関する推定値に大きな幅が生じています。対流圏上層の特性に基づく推定値は、より広い範囲の値をもたらす傾向があります。[ 105 ]循環が拡大した程度は季節によって異なり、夏と秋の傾向は両半球でより大きく、統計的に有意です。 [ 106 ]ハドレー循環の拡大は、1970年代以降、ITCZの拡大にもつながっていると考えられます。[ 107 ]再解析では、両半球の夏と秋のハドレー循環が拡大し、1979年以降、地球規模のハドレー循環が強まっており、北半球でより顕著な強まりが見られることも示唆されています。[ 103 ] 1979年から2010年の間に、地球規模のハドレー循環によって生成されるエネルギーは、平均して 年間0.54 TW増加しました。これは、熱帯海洋上の海面水温の上昇による循環へのエネルギー投入の増加と一致しています。[ 108 ] (比較のために、ハドレー循環の全体的なパワーは、北半球では年間を通じて0.5 TWから218 TW、南半球では32 TWから204 TWの範囲です。) [ 109 ]再解析とは対照的に、CMIP5気候モデルは、1979年以降ハドレー循環が弱まっていることを示しています。[ 110 ]したがって、循環強度の長期的な変化の大きさは、大きな年々変動の影響と、再解析における潜熱放出分布の表現の悪さのために不確実です。[ 103 ]
気候変動によるハドレー循環の拡大は、循環の緯度方向の広がりが対流圏界面の高さの平方根に比例すると予測するヘルド・ホウ・モデルと一致している。対流圏の温暖化により対流圏界面の高さが上昇し、ハドレー循環の上極方向の枝がさらに広がることが可能になり、循環が拡大する。[ 111 ]気候モデルの結果は、1980年代以降のハドレー循環の拡大に対する内部変動（太平洋十年規模振動など）の影響と人為的影響が同程度であることを示唆している。[ 8 ]人為的影響は、南半球のハドレー循環の拡大に最も顕著に現れている。 [ 8 ] AR6は、両半球のハドレー循環の拡大を温室効果ガスの放射強制力の増加と関連付けることについて中程度の確信度を評価した。[ 112 ]
人間の影響によってハドレー循環が拡大する物理的プロセスは不明ですが、北半球と南半球の両方で他の緯度に比べて亜熱帯の温暖化が進んでいることと関連している可能性があります。亜熱帯の温暖化が進むと、亜熱帯ジェットと傾圧渦が極方向に移動して循環が極方向に拡大する可能性があります。[ 8 ] [ 113 ]南半球の夏季におけるハドレー循環の極方向への拡大は、IPCC第5次評価報告書（AR5）によってCMIP5モデルシミュレーションに基づく成層圏オゾン層の破壊に起因するとされていますが、CMIP6シミュレーションではそれほど明確な兆候は示されていません。[ 8 ]オゾン層の破壊は、下部成層圏の放射冷却の増加を通じてハドレー循環に影響を与える可能性があります。これにより傾圧渦の位相速度が増加し、極方向に移動してハドレー循環が拡大します。[ 113 ]ハドレー循環の拡大には、傾圧性の変化、波の砕波、その他の不安定性の解放など、渦によって引き起こされる他のメカニズムも提案されている。 [ 114 ]北半球の温帯地域では、黒色炭素と対流圏オゾンの濃度の上昇が、北半球の夏季におけるハドレー循環の拡大の主要な要因となっている可能性がある。[ 106 ]
気候モデルによる予測では、温室効果ガスの濃度が継続的に増加すると、ハドレー循環が継続的に拡大することが示されています。[ 96 ]しかし、過去のデータを使用したシミュレーションでは、温室効果ガスによる強制力は、熱帯の拡大を10年あたり約0.1°説明できる可能性があることが示唆されています。[ 114 ]気候変動によるハドレー循環の拡大は、大気再解析に基づくと、その強度の増加と同時に発生していますが、[ 101 ] [ 102 ]気候モデルの予測では、一般的に、21世紀末までに循環が拡大するのと同時に循環が弱まることが示されています。[ 110 ] [ 115 ]二酸化炭素濃度の長期的な増加は、循環の下降枝付近の対流圏における放射冷却の減少の結果として、ハドレー循環の弱化につながる可能性があります。[ 116 ]しかし、熱帯域内の海洋循環の変化は、熱コントラストを減少させることにより、ハドレー循環の強度と幅の変化を弱める可能性がある。[ 117 ] [ 118 ]
気候変動によるハドレー循環の拡大は、地域的および地球規模の気象パターンの変化と関連している。[ 119 ]熱帯の拡大は、熱帯雨林帯の移動、亜熱帯砂漠の拡大、山火事や干ばつの悪化につながる可能性がある。[ 120 ]記録されている亜熱帯高気圧の移動と拡大は、ハドレー循環の変化と関連しており、これには北西太平洋上の亜熱帯高気圧の西への拡大、アゾレス高気圧の強度と位置の変化、南半球の亜熱帯高気圧帯の極方向への移動と強化が含まれる。これらの変化は、オーストラリア南部、中国東北部、南アジア北部の乾燥傾向など、地域の降水量と変動に影響を与えている。AR6は、北半球のハドレー循環の拡大が、亜熱帯の乾燥状態と北半球の夏の乾燥の極方向への拡大に部分的につながった可能性があるという限られた証拠を評価した。[ 121 ]ハドレー循環の変化によって誘発される降水量の変化は、地域的な土壌水分量の変化につながる可能性があり、モデルでは地中海、南アフリカ、米国南西部で最も顕著な減少が示されています。[ 119 ]しかし、陸上における表面温度パターンの変化の同時的な影響により、亜熱帯陸域の乾燥に対するハドレー循環の拡大の影響について不確実性が生じています。[ 122 ]
気候モデルによると、ハドレー循環の拡大によって誘発される亜熱帯高気圧の位置の変化は、低緯度での海洋湧昇を減少させ、高緯度での海洋湧昇を増強する可能性がある。[ 123 ]亜熱帯高気圧の拡大は、循環の拡大と連動して、高塩分で海洋一次生産の低い海洋領域の拡大も伴う可能性がある。[ 120 ]モデル予測における暴風域での温帯低気圧の減少は、ハドレー循環の拡大によって部分的に影響を受けている。 [ 124 ]ハドレー循環の極方向への移動は、北半球と南半球の熱帯低気圧の経路の変化と関連しており、 [ 121 ]暴風雨が最大強度に達した場所の極方向への傾向も含まれる。[ 125 ]
地球外では、惑星規模の日射勾配を横切って空気を南北方向に循環させる熱的に直接的な循環は、ハドレー循環として記述されることがある。[ 21 ]地球の大気は、赤道付近で上昇し、高緯度で下降する軸対称のハドレー循環を維持する傾向がある。[ 126 ]差動加熱により、金星、火星、タイタンなど、太陽系の他の大気でも地球のハドレー循環に類似したハドレー循環が生じると仮説が立てられている。地球の大気と同様に、ハドレー循環はこれらの地球外大気でも支配的な南北循環となるだろう。[ 127 ]あまり理解されていないが、ハドレー循環は太陽系のガス惑星にも存在する可能性があり、原理的には系外惑星の大気にも現れるはずである。[ 128 ] [ 129 ]大気中のハドレー循環の空間的広がりは、惑星や月の自転速度に依存する可能性があり、自転速度が速いほどハドレー循環は収縮し（極方向への広がりがより制限される）、全球的な子午線循環はより細胞状になる。 [ 130 ]自転速度が遅いとコリオリ効果が減少するため、ハドレー循環の極方向境界でジェットを維持するために必要な子午線温度勾配が減少し、ハドレー循環が極方向にさらに広がる。[ 28 ]
ゆっくりと自転する金星には、地球のハドレー循環よりも極方向にさらに広がったハドレー循環が存在する可能性があり、北半球と南半球のそれぞれで赤道から高緯度まで広がっている。[ 21 ] [ 131 ]その広範囲にわたるハドレー循環は、惑星の極と赤道の間のほぼ等温な温度分布と、約0.5 cm/s (0.018 km/h; 0.011 mph)の垂直速度を効率的に維持するだろう。[ 131 ] [ 132 ]一酸化炭素などの化学トレーサーの観測は、金星のハドレー循環の存在の間接的な証拠を提供する。[ 133 ]高度65 km (40 mi)で最大速度が約15 m/s (54 km/h; 34 mph)の極方向の風が存在することは、通常、ハドレー循環の上部分岐と関連付けられていると考えられており、[ 134 ]これは金星表面から50〜65 km (31〜40 mi)上にある可能性があります。 [ 133 ]ハドレー循環に関連する遅い鉛直速度は測定されていませんが、ベガとベネラのミッションで測定された鉛直速度に寄与している可能性があります。[ 134 ]ハドレー循環は、仮説上のハドレー循環と極渦の境界を区切る中緯度ジェット気流の赤道側、緯度 60° 付近まで広がっている可能性があります。[ 133 ]金星の大気には、地表付近と上層雲層にそれぞれ1つずつ、合計2つのハドレー循環が存在する可能性がある。金星のハドレー循環は、金星大気の超回転に寄与している可能性がある。 [ 21 ]
火星の大気のシミュレーションでは、火星の大気にもハドレー循環が存在し、地球のハドレー循環よりも強い季節性を示すことが示唆されています。[ 135 ]この季節性の増大は、海洋の欠如と惑星の大気の薄さによる熱慣性の減少に起因します。 [ 21 ] [ 136 ]さらに、火星の軌道離心率により、南半球の冬に比べて北半球の冬にはハドレー循環がより強く、より広くなります。火星の1年の大半において、単一のハドレー循環が優勢な場合、その上昇枝と下降枝は、地球規模の気候モデルではそれぞれ緯度30°と60°に位置します。[ 137 ]火星のハドレー循環の頂部は、火星には強い対流圏界面がないため、地球に比べてより高く（高度約60 km [37 mi]まで）、より不明瞭になる可能性があります。[ 135 ] [ 138 ]地球のハドレー循環の上昇運動の大部分は水に関連する相変化による潜熱によって引き起こされるが、火星のハドレー循環の上昇は、舞い上がった塵の放射加熱によって引き起こされ、火星の冬の半球の極冠付近での二酸化炭素の凝縮によって圧力勾配が急峻になり、強化される可能性がある。[ 21 ]火星の1年を通して、ハドレー循環の質量フラックスは春分と秋分の10 9 kg s −1から夏至と冬至の10 10まで変化する。 [ 139 ]
土星の衛星タイタンの大気にもハドレー循環が存在する可能性がある。金星と同様に、タイタンの自転速度が遅いため、空間的に広いハドレー循環が維持される可能性がある。[ 131 ]タイタンの大気の一般循環モデルは、赤道横断ハドレーセルの存在を示唆している。この構成は、ホイヘンス探査機がタイタンの赤道付近に着陸した際に観測された子午線風と一致する。[ 140 ]タイタンの至点の間、そのハドレー循環は、極から極まで広がる単一のハドレーセルの形をとる可能性があり、暖かいガスは夏半球で上昇し、冬半球で下降する。[ 141 ]赤道付近で上昇する2つのセル構成は、春分点付近の限られた移行期間中にモデル化されている。[ 142 ]タイタンの対流性メタン雲の分布とホイヘンス探査機の観測から、そのハドレー循環の上昇流は夏の半球の中緯度で発生していることが示唆されている。[ 143 ]タイタンの夏の半球の緯度40°では、地球のITCZに類似した上昇流から頻繁に雲が形成される。[ 144 ]
![{\displaystyle \psi (\phi ,p)={\frac {2\pi a\cos \phi }{g}}\int _{0}^{p}[v(\phi ,p)]\,dp}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/65547cd5f054a0eb87896b1152796ce61842abcd)
![{\displaystyle [v(\phi ,p)]}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/060c63d4e7a61e984b5716fcb1b7decbf8dde06c)
