Jak chmura pary wodnej Hunga Tonga—Hunga Ha’apai wpływa na jej transport przez stratosferę: efekty dynamiczne i radiacyjne / Ulrike Niemeier, Sandra Wallis, Claudia Timmreck, Strona Pham, Christian von Savigny

1 Wprowadzenie

Stratosfera jest szczególnie suchym regionem atmosferycznym. Para wodna dostaje się do tropikalnej stratosfery przez warstwę tropikalnej tropopauzy, na przykład, poprzez przekroczenie konwekcji w regionie tropikalnej tropopauzy i podlega sezonowym zmianom. Powstałe w ten sposób wyraźne wzorce pary wodnej w tropikalnej stratosferze nazywane są efektem magnetofonu (Mote i in.,  1996 ). Erupcja Hunga Tonga—Hunga Ha’apai (HTHH) 15 stycznia 2022 r. (20,54°S i 175,38°W) zakłóca regularny wzór magnetofonu, emitując 146 ± 5 Tg H ₂ O pary wodnej (np. Khaykin i in.,  2022 ; Millán i in.,  2022 ), a dodatkowo 0,4–0,5 Tg dwutlenku siarki (SO ₂ ) (Carn i in.,  2022 ). Podczas erupcji otwór wulkaniczny był zanurzony około 150 m pod powierzchnią wody. Było to konsekwencją ekstremalnej eksplozji, prawdopodobnie spowodowanej kontaktem magmy z wodą, która przeniosła chmurę wulkaniczną na wysokość 55 km (Carr i in.,  2022 ) lub nawet 57 km (Proud i in.,  2022 ).

Kilka prac opisuje chmurę H ₂ O po wybuchu HTHH w pierwszych dniach i miesiącach, na przykład Millán i in. ( 2022 ), Vömel i in. ( 2022 ), Schoeberl i in. ( 2022 ,  2023 ) i Zhu i in. ( 2022 ). Chmura wykazywała szybkie opadanie z początkowej wysokości wtrysku około 50 km (1 hPa) do zakresu wysokości 22–27 km (40–20 hPa) w pierwszych tygodniach po wybuchu w zakresie szerokości geograficznej od 10° do 20°S (rysunek  1a ). Zaproponowano kilka teorii wyjaśniających to opadanie. Schoeberl i in. ( 2022 ) zasugerowali, że para wodna wulkaniczna natychmiast utworzyła cząsteczki lodu, które osiadły. Legras i in. ( 2022 ) zaproponowali jednak, że opadanie było spowodowane chłodzeniem radiacyjnym z powodu emisji podczerwieni przez parę wodną. Proces ten wydaje się być istotny dla opadania, o ile chmura H ₂ O jest wystarczająco skoncentrowana (Sellitto i in.,  2022 ). Po tym szybkim opadaniu chmura pozostaje na tej samej wysokości przez kilka miesięcy, co wyraźnie różni się od efektu magnetofonu, zanim zacznie się unosić. Inną osobliwością jest transport przez równik chmury H ₂ O w tej fazie, jak omawiają Schoeberl i in. ( 2023 ).

W tym artykule staramy się zrozumieć rolę chłodzenia radiacyjnego chmury H ₂ O w transporcie na dużą skalę w stratosferze i stopień, w jakim transport jest pod wpływem innych czynników, takich jak Quasi-Biennial Oscillation (QBO) i Brewer-Dobson Circulation (BDC). Dlatego badamy ewolucję przestrzenną wulkanicznej chmury H ₂ O w okresie około półtora roku na dwa sposoby: analizujemy obserwacje stosunku mieszania H ₂ O dostarczone przez instrument Microwave Limb Sounder (MLS) na pokładzie satelity Aura i symulujemy transport chmury HTHH H ₂ O przy użyciu modelu ICON-Seamless, w tym pasywnych znaczników.

Niniejszy dokument ma następującą strukturę. Sekcja  2 zawiera krótki opis instrumentu MLS, analizę danych MLS i modelu ICON-Seamless. Sekcja  3 przedstawia wzór transportu chmury H ₂ O jako porównanie wyników obserwacji i modelu. Rola oddziaływania radiacyjnego chmury H ₂ O jest omawiana w sekcji  4, a następnie wniosek w sekcji  5.

2 Metodologia

3 wyniki

Para wodna wtłoczona przez wybuch wulkanu HTHH 15 stycznia 2022 r. rozprzestrzeniła się w całej stratosferze. Rysunek  1a przedstawia zaobserwowaną ewolucję średniego pionowego rozkładu chmury H2O _od 15 stycznia 2022 r. do 9 lipca 2023 r. w regionie tropikalnym między 10°S a 20°S. Anomalia jest wykrywana do prawie 1 hPa bezpośrednio po wybuchu wulkanu i szybko opada do wysokości 40–20 hPa do końca stycznia. Chmura H2O _pozostaje na tych wysokościach do października 2022 r., a następnie zaczyna się unosić, osiągając wysokości do 1 hPa (region stratopauzy) do końca marca 2023 r. Widocznie niska anomalia H2O _w pierwszych tygodniach po erupcji jest wynikiem kryteriów filtrowania danych użytych w tym badaniu (patrz sekcja  2.1 ). Bezpośrednio po wybuchu HTHH niektóre profile H ₂ O nie spełniają kryteriów filtrowania zalecanych przez Livesey et al. ( 2022 ) z powodu dużej ilości H ₂ O i niezwykle wysokiego wtrysku. Wydajność pobierania powróciła do normy do 8 lutego 2022 r. (Millán et al.,  2022 ). Występuje artefakt przy 10 hPa, który wydaje się być spowodowany umieszczeniem kanałów widmowych MLS wokół linii pary wodnej.

Symulowana chmura H ₂ O (rysunek  1b ) odzwierciedla obserwacje w wielu aspektach. Chmura opada do podobnych poziomów w zakresie 40–20 hPa i zaczyna się ponownie unosić w październiku 2022 r. Pionowe rozszerzenie chmury jest nieco inne, zwłaszcza pierwsze wypiętrzenie części chmury w marcu i kwietniu 2022 r. W rezultacie, gdy chmura zaczyna się unosić w październiku 2022 r., pionowy zasięg jest większy w modelu, a poziom 1 hPa jest osiągany 2 miesiące wcześniej w modelu niż w danych MLS.

Główna część obserwowanej chmury H ₂ O pomiędzy 40 i 20 hPa była ograniczona pomiędzy 20°N i 30°S do maja 2022 r., kiedy to części chmury zaczęły rozpraszać się w kierunku południowego regionu polarnego (rysunek  1c ). Przy 26 hPa chmura osiągnęła 50 do 60°S w czerwcu, kiedy wir polarny półkuli południowej (SH) zablokował dalszy transport na południe. Wir rozpadł się w październiku, a chmura osiągnęła biegun SH w grudniu 2022 r. Przy 12 hPa (rysunek  1d ) stosunek mieszania H ₂ O wzrósł pomiędzy 20°N i 0° około połowy lipca 2022 r., wkrótce po tym, jak chmura zaczęła się unosić. W lutym 2023 r. anomalia ta dzieli się na gałąź północną i południową. Wreszcie w styczniu 2023 r. chmura osiągnie ciśnienie 4 hPa w strefie tropikalnej, gdzie zacznie się rozprzestrzeniać w kierunku średnich szerokości geograficznych obu półkul (rysunek  1e ).

Na wysokości 26 hPa południkowy transport symulowanej chmury H ₂ O został zablokowany przez subtropikalną barierę transportową i wir polarny (rysunek  1f ) podobnie jak w pomiarach (rysunek  1c ). Wir rozpadł się nieco później niż zaobserwowano. Część chmury pojawiła się na wysokich szerokościach geograficznych północnych na początku 2023 r. zarówno w obserwacjach, jak i symulacjach. Para wodna osiągnęła te poziomy poprzez opadające masy powietrza z górnej gałęzi BDC. Na wysokości 12 hPa symulowana chmura pary wodnej (rysunek  1g ) ma nieco wyższe stosunki mieszania niż w obserwacjach (rysunek  1d ) w wyniku wcześniejszego wypiętrzenia w marcu. Ponadto przecięcie równika przez większość chmury H ₂ O następuje wcześniej, w sierpniu zamiast we wrześniu. Podział chmury na gałąź północną i południową jest symulowany bardzo dobrze. Obserwacje i symulacje są podobne przy ciśnieniu 4 hPa, chociaż w symulacjach stężenia są wyższe, a symulowane anomalie pojawiają się wcześniej, jak na poziomie poniżej (rysunek  1h ).

Poniżej omawiamy implikacje chłodzenia w chmurze H ₂ O i QBO na transport chmury H ₂ O przy użyciu pasywnych znaczników. Bardzo dobrze śledzą one pionowy rozkład chmury H ₂ O w tropikach wewnętrznych w obu symulowanych fazach QBO (rysunki  2a i  2g ). Średnie w zakresie 10°–20°S są pokazane w Informacjach uzupełniających  S1 (rysunek S1).

4 Dyskusja

Transport pionowy chmury H ₂ O można podzielić na trzy fazy (rysunek  1a ): początkową fazę opadania w ciągu pierwszych 2 tygodni, fazę stabilną, w której chmura pozostaje na podobnych wysokościach do października 2022 r., oraz następującą po niej fazę wznoszenia. Pierwsze dwie fazy różnią się od normalnego zachowania pary wodnej w stratosferze, które charakteryzuje efekt magnetofonu. Ilustrują to pasywne znaczniki (rysunek  3a ). Wstrzyknięcie znaczników zaraz po erupcji (PtJan) pokazuje dla HTHH_E opadanie znaczników w ciągu pierwszych 2 tygodni, w przeciwieństwie do CTRL_E, gdzie znaczniki szybko wznoszą się na wysokości powyżej 10 hPa.

Para wodna zakłóca promieniowanie słoneczne i ziemskie. Prowadzi to do anomalii chłodzenia w chmurze H ₂ O wynoszących od −7 do −1 K/dzień w ciągu pierwszych 2 tygodni (rysunek  3e ) i ujemnej anomalii temperatury do −4 K przez kilka miesięcy (rysunek  3d ). Odpowiada to ujemnym anomaliom prędkości pionowej dla większości chmury H ₂ O (rysunek  3f ), bezwzględnej prędkości prądu zstępującego do −12 mm/s (około 1 km/dzień) pierwszego dnia (rysunek  3g ) i do −3 mm/s (260 m/dzień) w kolejnych dniach po erupcji, zmniejszając się do −1 mm/s (86 m/dzień) pod koniec stycznia. Nasze symulowane prędkości pionowe są bardzo podobne do tych obliczonych przez Randel i in. ( 2023 ), przy użyciu danych okultacji radiowej COSMIC-2 GNSS. Od lutego anomalie prędkości pionowej i wartości bezwzględne stają się mniejsze (rysunki  3f i  3g ), ale pozostają w większości ujemne do marca, zgodnie z szacunkami Legrasa i in. ( 2022 ), gdzie prędkość pionowa z danych MLS stała się dodatnia w połowie lutego. Faza osiadania kończy się na początku lutego, gdy chłodzenie radiacyjne maleje (rysunek  3e ), ale trwające chłodzenie chmury H ₂ O i związany z tym ruch osiadania zapobiegają wzrostowi chmury H ₂ O w tropikalnej stratosferze jak w warunkach niezakłóconych, co skutkuje stabilną fazą do jesieni 2022 r. Pasywne znaczniki ilustrują wpływ chłodzenia radiacyjnego na procesy transportu. Wstrzyknięte do dolnej części chmury H ₂ O (PtFeb) zachowują się podobnie do wulkanicznej chmury H ₂ O w HTHH_E, podczas gdy rosną natychmiast po wstrzyknięciu w CTRL_E (rysunek  3b ).

QBO wpływa na transport chmury wulkanicznej H ₂ O głównie w fazie stabilnej (rysunek  2 ). Do maja chmura H ₂ O przy ciśnieniu 26 hPa jest ograniczona między 20°N a 30°S (rysunek  1c ). Transport w kierunku biegunów jest blokowany na półkuli letniej przez barierę transportu subtropikalnego na około 20° (Punge i in.,  2009 ), która uniemożliwia transport większości chmury H ₂ O do stref pozazwrotnikowych SH do maja. Jednak rozszerzenie się chmury H ₂ O do 20°N jest nietypowe (rysunki  1c i  1f ). Położenie chmury H ₂ O pokrywa się ze wschodnim strumieniem QBO (rysunek  2c ), gdzie fale planetarne nie mogą wejść do wschodniego strumienia. Powinno to zapobiec przekroczeniu równika przez chmurę H ₂ O. Schoeberl i in. ( 2023 ) podkreślają to przejście równikowe do 20°N w kwietniu–lipcu i wskazują na zstępujący reżim wiatru zachodniego jako przyczynę. Zgodnie z naszymi symulacjami pasywnego znacznika, przejście równikowe jest wzmacniane przez radiacyjne chłodzenie chmury H ₂ O (rysunki S2a i S2d w Informacjach uzupełniających  S1 ) i nie występuje w symulacjach z inną fazą QBO (rysunki S2g i S2j w Informacjach uzupełniających  S1 ). Podczas gdy południkowy transport pasywnych znaczników PtFeb różni się szczegółowo między HTHH_E i HTHH_W, ogólny obraz jest podobny i bardziej zdominowany przez fazy BDC niż QBO, na przykład w maju chmura H ₂ O może przekroczyć subtropikalną barierę transportową w obu fazach QBO.

Transport pionowy jest dość podobny w obu symulowanych fazach QBO. Obie pokazują fazę stabilną (rysunek  2 ). Wpływ chłodzenia radiacyjnego utrzymuje chmurę H ₂ O na podobnej wysokości do października. Jednak według Schoeberla i in. ( 2023 ) wypiętrzenie w marcu 2023 r. (rysunki  1a i  1b ) może być powiązane z fazą QBO. Ponadto faza stabilna HTHH_E pokrywa się z przejściem do strumieni zachodnich przy 26 hPa, a ujemne prędkości pionowe w strefie ścinania wschodniego powyżej zapobiegają dalszemu unoszeniu się chmury (rysunek  2b ). W HTHH_W pasywne znaczniki unoszą się bardziej niż w HTHH_E, a jeszcze bardziej w CTRL_W (rysunki  2g–2l i  3c ). Tak więc w HTHH_E faza stabilna jest spowodowana chłodzeniem radiacyjnym, a faza QBO jest związana z ujemnymi prędkościami pionowymi, podczas gdy w HTHH_W przyczyną jest tylko chłodzenie radiacyjne, ponieważ uśrednione strefowo prędkości pionowe są dodatnie (rysunek  2h ). Wraz ze zmniejszaniem się wpływu chłodzenia we wrześniu rozpoczyna się faza wznoszenia się chmury (rysunek  3d ), a znaczniki podążają za adwekcją opisaną przez wiatry strefowe i powiązaną z nimi prędkość pionową (rysunki  3c i  3i ).

Anomalia wiatru strefowego symulacji HTHH w porównaniu z odpowiadającymi im symulacjami kontrolnymi (rysunek S3 w informacjach uzupełniających  S1 ) pokazuje zmniejszone prędkości wiatru strefowego dla obu faz QBO w chmurze H ₂ O. Prowadzi to do wzrostu wschodnich składowych wiatrów strefowych w chmurze H ₂ O, podczas gdy składowa zachodnia wzrasta wokół chmury, na przykład ogona wiatru strefowego przy 50 hPa (rysunki  2c i 2f ). To zachowanie jest zgodne z wynikami poprzednich modeli dotyczącymi wpływu siarki stratosferycznej na wiatry strefowe (Aquila i in.,  2014 ; Niemeier i Schmidt,  2017 ), ale trudno je wykryć na podstawie obserwacji. Jedną z konsekwencji jest zwiększony transport przez równik (Schoeberl i in.,  2023 ). Długoterminowy wpływ na transport jest pokazany przez całkę czasową pasywnych znaczników (rysunek  3h ) i różnicę do CTRL_E (rysunek  3i ). Maksimum około 15°S występuje na niższych wysokościach, transport południkowy do średnich szerokości geograficznych SH jest zmniejszony i przesunięty na niższe wysokości, a transport na półkulę północną (NH) jest zwiększony. Jest to zgodne z obserwowanym wzorcem anomalii ozonu po erupcji HTHH (Basha i in.,  2023 ): W tropikach obserwowana anomalia ozonu jest dodatnia między 20 a 50 hPa i ujemna powyżej tego. Obserwowane anomalie ozonu w SH są również ujemne w niższej stratosferze, co oznacza zmniejszony transport, w drugiej połowie 2022 r., ale dodatnie w NH. Może to wskazywać na wpływ zmieniających się wzorców transportu na ozon, jak wskazały pasywne znaczniki w naszych symulacjach. Nasze badanie nie obejmowało chemii ozonu, dlatego dalsza analiza wykracza poza zakres tego artykułu.

Tak więc rola radiacyjnego oddziaływania chmury H2O _jest szczególnie ważna w pierwszych miesiącach po erupcji. Wyniki dotyczące prędkości pionowej w chmurze H2O _i anomalii temperatury (rysunek  3e ), wraz z zachowaniem pasywnych znaczników, pokazują, że głównym powodem osiadania chmury H2O _musi być silne radiacyjne chłodzenie pary wodnej. Cząsteczki lodu osadzają się i nie pozostawiają śladu ani w prędkości pionowej, ani w adwekcyjnym transporcie znacznika. Zgodnie z symulacjami, cząstki lodu stanowią tylko niewielką część chmury H2O _. Zhu i in. ( 2022 ) symulowali około 10% lodu w ciągu pierwszych 2 dni, a nasze symulacje pokazują znacznie mniej lodu.

5. Podsumowanie i wnioski

W styczniu 2022 r. Hunga Tonga—Hunga Ha’apai wyemitował około 150 Tg H ₂ O do tropikalnej środkowej atmosfery. Chmura H ₂ O opadała szybko przez kolejne 2 tygodnie i utrzymywała się na wysokościach od 40 do 20 hPa między 10°S a 20°S. Śledziliśmy chmurę H ₂ O za pomocą obserwacji satelitarnych MLS do lipca 2023 r. i porównaliśmy transport chmury H ₂ O między MLS a symulacjami modelu, przeprowadzonymi przy użyciu nowego modelu ICON-Seamless. Zdefiniowaliśmy trzy fazy ewolucji chmury H ₂ O: fazę opadania, fazę stabilną i fazę wznoszenia. Nasza analiza wykazała, że ​​radiacyjne chłodzenie H ₂ O jest głównym czynnikiem w fazie opadania. Przez wszystkie miesiące fazy stabilnej radiacyjne chłodzenie nadal wpływa na prędkości pionowe, a chmura unosi się mniej niż w symulacjach kontrolnych bez erupcji HTHH. Anomalie temperaturowe i prędkości pionowe wewnątrz chmury H2O _różnią się od średnich strefowych poza chmurą w tym okresie. Prędkości pionowe związane ze wschodnią fazą QBO wzmacniają efekty radiacyjne. Następnie transport jest zdominowany przez wzorce wiatru na dużą skalę.

Badania pasywnych znaczników pozwoliły nam określić wpływ wymuszania radiacyjnego pary wodnej na transport. W symulacji HTHH_E stwierdziliśmy zmniejszony transport pionowy w tropikach, zmniejszony transport południkowy do półkuli południowej i nieznacznie zwiększony transport do półkuli północnej. Jest to porównywalne z obserwowanymi anomaliami ozonowymi (Basha i in.,  2023 ). Nie uwzględniliśmy jednak aerozoli siarczanowych ani popiołu wstrzykiwanego przez erupcję HTHH, ani wpływu anomalii ozonowych spowodowanych przez erupcję. Gatunki te również oddziałują z promieniowaniem i dodają ocieplenia (popiół, siarczan) lub dalszego chłodzenia w przypadku ujemnej anomalii ozonowej. Dlatego nasze znaczniki wskazują na zmiany w transporcie spowodowane wyłącznie anomaliami pary wodnej. Ogólnie rzecz biorąc, rozkłady przestrzenne i czasowe symulowanej chmury H ₂ O są bardzo zbliżone do obserwacji MLS. Istnieją niewielkie różnice w czasie i położeniu pionowym symulowanej chmury H2O _, ale są one zbliżone do obserwacji dla modelu wolnobieżnego. Na podstawie tych podobieństw wnioskujemy, że anomalie ogrzewania siarki, popiołu i zmiany stężeń ozonu są mniej istotne dla transportu chmury _H2O niż anomalie ogrzewania pary wodnej.

Porównanie z danymi MLS i szczegółowa analiza transportu w pierwszych miesiącach po wybuchu pokazuje znaczenie realistycznie symulowanych warunków dynamicznych stratosfery, w szczególności realistycznych faz QBO, które wyraźnie wpływają na transport. Jeśli warunki te nie zostaną spełnione, symulowane prędkości pionowe nie będą porównywalne z obserwacjami.

Konflikt interesów

Autorzy deklarują brak konfliktu interesów w kontekście niniejszego badania.