dt dt P dt

这里 dT ， dP 分别表示单位时间内空气质点的温度和气压的变化。我们

dt dt

把单位时间内个别空气质点温度的变化 dT/dt 称作空气温度的个别变化，也就是前面讨论的空气块在运行中随时间的绝热变化和非绝热变化。因为个别

空气质点在大气中不断地改变位置，所以 dT 不容易直接观测。在实际问题

dt

中，我们更关心固定地点大气温度随时间的变化。气象站在不同时间所观测的，或是自记仪器所记录的气温变化都是某一固定地点的空气温度随时间的变化，某一固定地点空气温度随时间的变化称作空气温度的局地变化。如何理解温度的个别变化和局地变化之间的联系，例如当预报北京的温度时，发现在蒙古人民共和国地区，近地层气温为－20℃，高空为西北气流，当时北京近地层气温为 0℃。作温度预报时，要考虑两个方面的作用：一是根据空气的移动，预计 36h 后，蒙古的冷空气将移到北京，根据这种作用，36h 后， 北京温度应下降 20℃。这种由于空气的移动所造成的某地温度的变化称为温度的平流变化。北京和蒙古之间的温差愈大，西北风愈强，由平流作用所造成的单位时间内的降温就愈大；另一方面，还要考虑当冷空气由蒙古移到北京的过程中，空气本身温度的变化。这部分变化实质上就是温度的个别变化。例如，当冷空气南下时南部地表面温度较高，下垫面将把热量传递给冷空气， 这种作用将使气温升高。据估计，空气温度的这一个别变化，将使其温度升高 10℃。考虑了上述两方面因子的共同影响，就可以预报北京温度在 36h 后要降温 10℃。也就是说北京地区温度的局地变化是平流变化和个别变化之和。

上面对温度的个别变化和局地变化之间的联系作了定性的说明，下面将对这种联系作定量分析。如图 2·22 所示，假定某空气质点在 t 时刻位于空间某点 P（x，y，z）上，其温度为 T（x，y，z，t），速度分量为 u，v，w。经过 dt 时间后，该空气质点移至 Q 点，其坐标为 Q（x+dx，y+dy，z+dz）， 此时质点的温度为 T（x＋dx，y＋dy，z＋dz，t＋dt）。空气质点温度的变化 T（x＋ dx，y＋dy，z＋dz，t＋dt）-T（x，y，z，t）为温度的全微分dT，故有

∂T ∂T ∂T ∂T

dT =

∂t dt + ∂x dx + ∂y dy + ∂z dz

（2·45）

空气质点是由 P 点经 dt 时间移至 Q 点的，显然dx=udt，dy=vdt，dz=wdt， （2·46）

将上式代入（2·45），并用 dt 去除式两边，则得单位时间内空气质点温度的变化

dT = ∂T + u ∂T + v ∂T + w ∂T

（2·47）

dt ∂t ∂x ∂y ∂z

上式表示了温度的个别变化和局地变化之间的联系。（2·47）式还可改写为

∂T = − u ∂T + v ∂T + w ∂T + dT

（2·48）

 

∂t  ∂x ∂y ∂z dt

 ∂T ∂T

这里右端第一项表示温度的平流变化，其中－ u

 ∂x

∂T

• v ∂y 为温度的水平

平流变比，它是由水平运动引起的，而－w ∂z 为温度的垂直平流变化，

它是由垂直运动引起的。利用矢量关系

V=ui＋vj＋wk

上式右端第一项表示温度的平流变化。（2·49）式表明温度的局地变化等于温度的平流变化和个别变化之和。如果令 Vh 表示水平风速， hT 表示水平温度梯度，为垂直于等温线的单位距离内的温度差值，并由低温指向高温

（见图 2·23）。则（2·49）式可写成

这里-Vh· hT 即为温度的水平平流变化，它能从天气图上加以确定，可简称为平流变化。温度平流可写成

-Vh· hT=-|Vh|·| hT|·cosa （2·51）

高，这种暖空气向冷空气方面流动的情形，称为暖平流。冷暖平流的强弱由水平温度梯度及风速在其方向上的分量所决定。

温度平流的大小，也可以直接在天气图上进行计算。如图 2·24，假定风向和温度梯度的交角为 60°，风速大小为 30km/h，在计算-Vh· hT 时， 可以把风速投影到温度梯度的方向，则有

这里v = Vcos60° = 30× 1 = 15km / h，因此

n 2

− V ∂T = −15 × 4 = −0.12℃ / h

ⁿ ∂t

500

在天气、气候分析中，常用气压代替高度，建立以气压为垂直坐标的温

度变化方程。根据（2·44）式，并用ε表示 dQ ，则空气质点温度个别变

dt

化为

dT =

1 ε +

RT dP

（2·52）

dt CP CP P dt

在 X，Y，P，T 坐标中，有

dT = ∂T + u ∂T + v ∂T + ω ∂T

（2·53）

dt ∂t ∂x ∂y ∂P

式中w = dP 表示垂直运动，上升时气压减小，w＜0；下沉时气压增大， dt

w＞0，w 的单位为 hPa/s。利用（2·52）式，方程（2·53）可写成

或：

g

由于γd = C

，则有

P

RT = γ _d R T

CPP g P

∂Z RT 1

又根据静力学公式： ∂P = − P g ，则

∂T = ∂T ∂Z = RT − ∂T = RT γ

∂P ∂Z ∂P Pg  ∂Z Pg

则有：

∂T − γ d RT = RT (γ − γ



RT

) = − ( γ

− γ )

∂P Pg Pg

d Pg d

因此，（2·55）式可改写成

式（2·56）是天气、气候中常用的热流量方程的形式。把（2·56）式写成

上式表明，温度的局地变化决定于三方面因子：即方程（2·57）右端第一项空气平流运动传热过程引起的局地气温变化；右端第二项，空气垂直 运动传热过程引起的局地气温变化。在一般情况下，γd ＞γ，因而

(γ d − γ)RT ＞0，当出现上升运动时ω＜0，这时温度降低，当出现下沉运动

Pg

时，温度升高；右端第三项代表热流入量的影响，大气中造成热流入量的过程有辐射、湍流交换、水汽相变等。该项的作用为：热量收入使温度升高， 热量支出使温度降低。

在日常分析某地点气温变化时主要就考虑这三方面的因子。在近地面范围内，垂直运动较小，由此引起的气温变化通常可忽略不计。地面和大气间的热交换是引起局地气温日变化和年变化的主要因子。冷暖气团运动引起的温度平流是气温非周期变化的主要因子。在分析高层大气温度的局地变化时，非绝热因子除有凝结现象出现时，通常起的作用比较小。

四、大气静力稳定度

（一）大气稳定度的概念

许多天气现象的发生，都和大气稳定度有密切关系。大气稳定度是指气块受任意方向扰动后，返回或远离原平衡位置的趋势和程度。它表示在大气

层中的个别空气块是否安于原在的层次，是否易于发生垂直运动，即是否易于发生对流。假如有一团空气受到对流冲击力的作用，产生了向上或向下的运动，那末就可能出现三种情况：如果空气团受力移动后，逐渐减速，并有返回原来高度的趋势，这时的气层，对于该空气团而言是稳定的；如空气团一离开原位就逐渐加速运动，并有远离起始高度的趋势，这时的气层，对于该空气团而言是不稳定的；如空气团被推到某一高度后，既不加速也不减速， 这时的气层，对于该空气团而言是中性气层。

当气块处于平衡位置时，具有与四周大气相同的气压、温度和密度，即Pi0=P0，Ti0=T0，ρi0=ρ0。当它受到扰动后，就按绝热过程上升△Z，其状态为 Pi，Ti，ρi；而这时四周大气的状态为 P，T，ρ。除了根据准静力条件有 Pi=P 外，而 Ti、ρi 一般与 T，ρ不相等。

单位体积气块受到两个力的作用，一是四周大气对它的浮力ρg，方向垂直向上；另一是本身的重力ρig，方向垂直向下，两力的合力称为层结内力， 以 f 表示之，加速度 a 即由该力作用而产生的。

f＝ρg－ρig

单位质量气块所受的力就是加速度，所以

a = ρ − ρi g

ρi

P

由状态方程：ρ = RT

a = Ti − T g

T

，ρ i

= Pi RT

（2·58）

及准静力条件Pi = P代入，则

i

（2·59）

（2·59）式就是判别稳定度的基本公式。当空气块温度比周围空气温度高，即 Ti＞ T，则它将受到一向上加速度而上升；反之，当 Ti＜T，将受到向下的加速度；而 Ti=T，垂直运动将不会发展。

综上所述，某一气层是否稳定，实际上就是某一运动的空气块比周围空气是轻还是重的问题。比周围空气重，倾向于下降；比周围空气轻，倾向于上升；和周围空气一样轻重，既不倾向于下降也不倾向于上升。空气的轻重， 决定于气压和气温，在气压相同的情况下，两团空气的相对轻重的问题，实际上就是气温的问题。在一般情形之下，在同一高度，一团空气和它周围空气大体有相同的温度。如果这样一团空气上升，变得比周围空气冷一些，它就重一些。那末，这一气层是稳定的。反之，这团空气变得比周围空气暖一些，因而轻一些，那末，这一气层是不稳定的。至于中性平衡的气层，是这团空气上升到任何高度和周围空气都有相同的温度，因而有相同的轻重。

（二）判断大气稳定度的基本方法

大气是否稳定，通常用周围空气的温度直减率（γ）与上升空气块的干绝热直减率（γd）或湿绝热直减率（γm）的对比来判断。

考虑干绝热的情况：当干空气或未饱和的空气块上升△Z 高度时，其温度为 Ti=Tio-γd△Z；而周围的空气温度为 T=T0-γ△Z。因为起始温度相等， 即 Ti0=T0，以此代入（2·59）式，则得

a = g γ − γ d ∆Z T

（2·60）

（γ－γd）的符号，决定了加速度 a 与扰动位移△Z 的方向是否一致， 亦即决定了大气是否稳定。

当γ＜γd，若△Z＞0，则 a＜0，加速度与位移方向相反，层结是稳定

的；

当γ＞γd，若△Z＞0，则 a＞0，加速度与位移方向一致，层结是不稳定的；

当γ=γd，a=0，层结是中性的。

现举例说明：设有 A、 B、C 三团空气，均未饱和，其位置都在离地 200m 的高度上，在作升降运动时其温度均按干绝热直减率变化，即 1℃/100m。而周围空气的温度直减率γ分别为 0.8℃/100m、1℃/100m 和 1.2℃/100m，则可以有三种不同的稳定度（图 2·25）：

A 团空气受到外力作用后，如果上升到 300m 高度（图 2·25 左列实矢线所示），则本身的温度（11℃）低于周围空气的温度（11.2℃），它向上的速度就要减小，并有返回原来高度的趋势（虚矢线所示）；如果它下降到 100m 高度，其本身温度（13℃）高于周围的温度（12.8℃），它向下的速度就要减小，也有返回原来高度的趋势。因此，当γ＜γd 时，大气处于稳定状态。

B 团空气受到外力作用后，不管上升或下降，其本身温度均与周围空气温度相等，它的加速度等于零。因此，当γ=γd 时，大气处于中性平衡状态。

C 团空气受到外力作用后，如果上升到 300m 高度，其本身温度（11℃） 高于周围空气温度（10.8℃），则要加速上升；如果下降到 100m 高度，其本身温度（13℃）低于周围空气的温度（13.2℃），则要加速下降。因此，当γ＞γd 时，大气处于不稳定状态。

如将以上结论用层结曲线（即大气温度随高度变比曲线）和状态曲线（即上升空气块的温度随高度变化曲线）表示出来，则如图 2·26 所示（Ti 为空气团温度；T 为周围空气温度）。

由于在干绝热过程中，气块的位温为常值，因此也可利用层结的位温随

∂θ

高度分布 ∂Z 来作为稳定度的判据。由（2·42）式取对数，再取对高度

的偏导数，则有

1 ∂θ 1 ∂T R 1 ∂P

θ • ∂Z = T • ∂Z − C • P • Z

1  ∂T

= T  ∂ −

RT ∂P

• 

 Z C_P P ∂Z

∂P P

因为 ∂Z = −ρg = −g RT

R T ∂P g

则 C P ∂Z = − C

= −γ d

1 ∂θ

所以

1  ∂T 

θ ∂Z = T  ∂Z + γ d 

∂θ θ

或 ∂Z = − T ( γ − γ d )

∂θ ∂θ

当 ∂Z ＞0，即(γ − γ d ) ＜0，气层稳定；当 ∂Z ＜0，即( γ − γ d )

∂θ

＞0，气层不稳定；当 ∂Z ＝0，即( γ − γ d ) = 0，气层中性。

∂θ

这里 ∂Z ＞0，表示气层在距离起始位置的某高度上，其位温比按绝

热上升到这里的气块的位温高，这意味着γ线在γd 线的右边，因此是稳定的。其余类推。

同理，饱和湿空气作垂直运动时，温度按湿绝热直减率（γm）递减，有

Ti=Ti0－γm△Z；而周围空气的温度为 T=T0-γ△Z。代入（2·59）式，得

a = g γ − γ m ∆Z T

（2·61）

当γ＜γm 时，层结稳定；当γ＞γm 时，层结不稳定；当γ=γm 时，层结中性。

在湿绝热过程中，气块的假相当位温θse 值不变，因此，也可用气层的

θ 随高度的分布作为稳定度的判据。 ∂θse ＞ 0，表示层结曲线（γ）在

se ∂Z

湿绝热线（γ ）的右方，即γ＜γ ，因此层结稳定； ∂θse ＜0，γ线

m m ∂Z

在γ 线的左方，γ＞γ ，层结不稳定； ∂θse = 0，γ = γ 层结中性。

m m ∂Z m

综上所述，可以得出如下几点结论：

1. γ愈大，大气愈不稳定；γ愈小，大气愈稳定。如果γ很小，甚至等于零（等温）或小于零（逆温），那将是对流发展的障碍。所以习惯上常将逆温、等温以及γ很小的气层称为阻挡层。

2. 当γ＜γm 时，不论空气是否达到饱和，大气总是处于稳定状态的，因而称为绝对稳定；当γ＞γd 时则相反，因而称为绝对不稳定。

3. 当γd＞γ＞γm 时，对于作垂直运动的饱和空气来说，大气是处于不稳定状态的；对于作垂直运动的未饱和空气来说，大气又是处于稳定状态的。这种情况称为条件性不稳定状态。

这样，如果知道了某地某气层的γ值，就可以利用上述判据，分析当时大气的稳定度。

（三）不稳定能量的概念

在不稳定气层中的空气块一旦离开原来的位置而向上运动时，气块的温度将高于周围环境的气温，浮力大于重力。向下运动时，情况相反，重力大于浮力。两种情况下气块都会发生向上或向下的加速运动，该气块的动能增加。显然，这是由储藏在大气中的不稳定能量转化而来的，不稳定能量就是气层中可使单位质量空气块离开初始位置后作加速运动的能量。

我们常把某一时刻气层实际的气温随高度分布曲线绘在 T-E（高度）坐标系中，并称之为气层的层结曲线，根据压高公式，气压是高度的单位函数， 因此常把 E 坐标变换为 P 坐标，例如 T-lnP 坐标（图 2·27）。气层中的某一气块若作绝热上升或下沉运动，这时气块温度随高度的变化曲线称之为该气块的状态变化，显然，不同的气块状态曲线不同。

气层能提供给气块的不稳定能可分为下述三种情况： 1.不稳定型

（图 2·27）气块受到某种冲击向上运动时，气块的温度始终高于周围大气的温度，气块将不断加速向上运动，温差愈大，气层能提供气块加速的不稳定能愈多，这种作用愈明显，这时，状态曲线位于层结曲线右边，这种

情况在实际大气中很难持久地维持，因此也很少出现。

1. 稳定型

若状态曲线在层结曲线左边时（图 2·28），当 A 点的空气块受对流冲击力作用上升后，空气块的温度 Ti 始终低于周围空气的温度 T。周围气层有抑制空气块上升的作用，即有负的不稳定能量，表示在 P0 高度上即使有较强的对流冲击力，也不能造成对流。这种状态曲线和层结曲线所构成的面积， 叫做负不稳定能量面积（简称负面积）。这一类型的气层叫稳定型，对流运动很难出现在这种大气层中。

1. 潜在不稳定型

在实际大气中，经常出现的是在稳定型和不稳定型之间的情况，如图2·29 所示。某一上升空气块的状态曲线，不完全在层结曲线的左方或右方， 而是这两条曲线相交于 B，交点 B 以下为负面积，交点以上为正面积。这时， 只要 P0 高度上有较强的对流冲击力，足以迫使这一块空气抬升到 B 点以上， 上升空气块的温度就会高于周围大气的温度，从而获得向上的加速度，使对流得到发展，故称这一类型的气层为潜在不稳定型。B 点的高度称为自由对流高度。它的含义是，在该高度以下，空气块只能在冲击力的作用下强迫上升，而当空气块上升超过了这个高度，就可以从大气中获得不稳定能量而自由上升了。因而下层负值不稳定能量愈小，上层不稳定能量愈大，愈有利于对流发展。大气中对流能否发展，主要看是否存在外来的机制，将气块抬升到自由对流高度以上。

稳定度的概念在讨论空气的对流、湍流等垂直运动时非常重要。气层稳定时，对流、湍流受到抑制，上下气层质量交换微弱，因此低空的水汽、空气中的污染物质等容易积聚在低层，不易向上扩散，地气间的湍流热交换也会很小。相反，气层不稳定时，对流、湍流旺盛，水汽、污染物质极易向上扩散，这时的对流热交换也会很强。

（四）位势不稳定

以上对稳定度的讨论，都是针对气层中空气块的垂直运动而言。在实际大气中，有时整层空气会被同时抬升，在上升的过程中，气层的稳定情况也会发生变化，这样造成的气层不稳定，称为位势不稳定。例如，某一气层的γ在初始时小于γm，因此气层是绝对稳定的。如果该气层的下层水汽含量比较大，上层水汽含量少，在气层的抬升过程中，气层下部的空气很快达到饱和，并沿γm 继续降低气温，而该气层的上部仍以γd 的递减率降温，通常在大气下层，γm 比γd 要小得多，因此气层的下部降温速度要比上层慢，气层的γ将不断增大，经过一段时间后，有可能γ＞γm 或γ＞γd，气层将由稳定骤然变得很不稳定。对于上温下干的气层，情况则完全相反。在低纬度地区的海面上，这种情况经常出现，由于气层开始时是稳定的，因此大量的水汽集聚在大气低层，上层却很干燥，可是一旦由于某种原因造成整层气层的抬升后，气层会突然变得很不稳定而释放大量的能量，形成强烈的垂直对流天气。

第四节 大气温度随时间的变化

地表从太阳辐射得到大量热量，同时又以长波辐射、显热和潜热的形式将部分热量传输给大气，从而失去热量。从长时间平均看，热量得失总和应该平衡，因此地面的平均温度维持不变。但在某一段时间内，可能得多于失， 地面有热量累积而升温，从而导致支出增加，趋于新的平衡。反之，当失多于得时，地面将伴随着降温过程。由于在这种热量收支平衡过程中，太阳辐射处于主导地位，因此随着日夜、冬夏的交替，地面的温度也会相应地出现日变化和年变化，且变化的幅度与纬度、天气及地表性质等影响热量平衡的控制因子有关。此外地面温度的变化也会通过非绝热因子传递给大气，大气温度也会相应出现变化。

一、气温的周期性变化

（一）气温的日变化

大气边界层的温度主要受地表面增热与冷却作用的影响而发生变化。例如白天当地表面吸收了太阳辐射能而逐渐增热，通过辐射、分子运动、湍流及对流运动和潜热输送等方式将热量传递给边界层大气，使大气温度随之升高；夜间地表面因放射长波辐射而冷却，使边界层大气温度也随之降低。因而引起边界层大气温度的日变化。而地表面对大气边界层温度的影响是与地表面的性质（森林、草原、沙漠、不同类型的土壤等）有关的。广阔洋面上的冷暖洋流也影响洋面上空的大气。

此外，大气中的水平运动与垂直运动都会引起局地气温的变化。例如暖平流移来时，会使局地上空的气温升高。冷平流移来时则会使局地上空的气温下降。大气中的垂直运动使得垂直方向上热量分布趋于一致。当地表面受热时，垂直交换作用使地表面增热现象减弱。当地表面冷却时，交换作用使降温现象减小。

近地层气温日变化的特征是：在一日内有一个最高值，一般出现在午后14 时左右，一个最低值，一般出现在日出前后（图 2·30）。一天中气温的最高值与最低值之差，称为气温日较差，其大小反映气温日变化的程度。

一天中正午太阳辐射最强，但最高气温却出现在午后两点钟左右。这是因为大气的热量主要来源于地面。地面一方面吸收太阳的短波辐射而得热， 一方面又向大气输送热量而失热。若净得热量，则温度升高。若净失热量， 则温度降低。这就是说地温的高低并不直接决定于地面当时吸收太阳辐射的多少，而决定于地面储存热量的多少。从图 2·30 中看出，早晨日出以后随着太阳辐射的增强，地面净得热量，温度升高。此时地面放出的热量随着温度升高而增强，大气吸收了地面放出的热量，气温也跟着上升。到了正午太阳辐射达到最强。正午以后，地面太阳辐射强度虽然开始减弱，但得到的热量比失去的热量还是多些，地面储存的热量仍在增加，所以地温继续升高， 长波辐射继续加强，气温也随着不断升高。到午后一定时间，地面得到的热量因太阳辐射的进一步减弱而少于失去的热量，这时地温开始下降。地温的最高值就出现在地面热量由储存转为损失，地温由上升转为下降的时刻。这个时刻通常在午后 13 时左右。由于地面的热量传递给空气需要一定的时间，

所以最高气温出现在午后 14 时左右。随后气温便逐渐下降，一直下降到清晨

日出之前地面储存的热量减至最少为止。所以最低气温出现在清晨日出前后，而不是在半夜。

气温日变化的另一特征是日较差的大小与纬度、季节和其它自然地理条件有关。日较差最大的地区在副热带，向两极减小。热带地区的平均日较差约为 12℃，温带约为 8—9℃，极圈内为 3—4℃。日较差夏季大于冬季，但最大值并不出现在夏至日。这是因为气温日较差不仅与白天的最高温度值有关，还取决于夜间的最低温度值。夏至日，中午太阳高度角虽最高，但夜间持续时间短，地表面来不及剧烈降温而冷却，最低温度不够低。所以，中纬度地区日较差最大值出现在初夏，最小值出现在冬季。海洋上日较差小于大陆。盆地和谷地由于坡度及空气很少流动之故，白天增热与夜间冷却都较大， 日较差大。而小山峰等凸出地形区，地表面对气温影响不大，日较差小。气温日较差还与地面的特性和天气情况等有关。例如沙漠地区日较差很大。潮湿地区日较差较小。

就天气情况来说，如果有云层存在，则白天地面得到的太阳辐射少，最高气温比晴天低。而在夜间，云层覆盖又不易使地面热量散失，最低气温反而比晴天高。所以阴天的气温日较差比晴天小（图 2·31）。

由此可见，在任何地点，每一天的气温日变化，既有一定的规律性，又不是前一天气温日变化的简单重复，而是要考虑上述诸因素的综合影响。

气温日变化的极值出现时间随离地面的高度增大而后延，振幅随离地高度的增大而减小。冬季约在 0.5km 高度处日振动已不明显，但夏季日振动可扩展到 1.5km 到 2km 高度处。

（二）气温的年变化

气温的年变化和日变化在某些方面有着共同的特点，如地球上绝大部分地区，在一年中月平均气温有一个最高值和一个最低值。由于地面储存热量的原因，使气温最高和最低值出现的时间，不是在太阳辐射最强和最弱的一天（北半球夏至和冬至），也不是在太阳辐射最强和最弱一天所在的月份（北半球 6 月和 12 月），而是比这一时段要落后 1—2 个月。大体而论，海洋上落后较多，陆地上落后较少。沿海落后较多，内陆落后较少。就北半球来说，

中、高纬度内陆的气温以 7 月为最高，1 月为最低。海洋上的气温以 8 月为最高，2 月为最低。

一年中月平均气温的最高值与最低值之差，称为气温年较差。气温年较差的大小与纬度、海陆分布等因素有关。赤道附近，昼夜长短几乎相等，最热月和最冷月热量收支相差不大，气温年较差很小；愈到高纬度地区，冬夏区分明显，气温的年较差就很大。例如我国的西沙群岛（16°50＇N）气温年较差只有 6℃，上海（31°N）为 25℃，海拉尔（49°13＇N）达到 46.7℃。图 2·32 给出了不同纬度气温年变化的情况。低纬度地区气温年较差很小， 高纬度地区气温年较差可达 40—50℃。

如以同一纬度的海陆相比，大陆区域冬夏两季热量收支的差值比海洋大，所以陆上气温年较差比海洋大得多。在一般情况下，温带海洋上年较差为 11℃，大陆上年较差可达到 20—60℃。

根据温度年较差的大小及最高、最低值出现的时间，可将气温的年变化按纬度分为四种类型。

1. 赤道型

它的特征是一年中有两个最高值，分别出现在春分和秋分以后，因赤道地区春秋分时中午太阳位于天顶。两个最低值出现在冬至与夏至以后，此时中午太阳高度角是一年中的最小值。这里的年较差很小，在海洋上只有 1℃ 左右，大陆上也只有 5—10℃左右。这是因为该地区一年内太阳辐射能的收入量变化很小之故。

1. 热带型

其特征是一年中有一个最高（在夏至以后）和一个最低（在冬至以后）， 年较差不大（但大于赤道型），海洋上一般为 5℃，在陆地上约为 20℃左右。

1. 温带型

一年中也有一个最高值，出现在夏至后的 7 月。一个最低值出现在冬至

以后的 1 月。其年较差较大，并且随纬度的增加而增大。海洋上年较差为 10

—15℃，内陆一般达 40—50℃，最大可达 60℃。另外，海洋上极值出现的时间比大陆延后，最高值出现在 8 月，最低值出现在 2 月。

1. 极地型

一年中也是一次最高值和一次最低值，冬季长而冷，夏季短而暖，年较差很大是其特征。

这里特别要指出的是，随着纬度的增高，气温日较差减小而年较差却增

大。这主要是由于高纬度地区，太阳辐射强度的日变化比低纬度地区小，即纬度高的地区，在一天内太阳高度角的变化比纬度低的地区小，而太阳辐射的年变化在高纬地区比低纬地区大的缘故。

二、气温的非周期性变化

气温的变化还时刻受着大气运动的影响，所以有些时候，气温的实际变化情形，并不像上述周期性变化那样简单。例如 3 月以后，我国江南正是春暖花开的时节，却常常因为冷空气的活动而有突然转冷的现象。秋季，正是秋高气爽的时候，往往也会因为暖空气的来临而突然回暖。这种非周期性变化，在以后有关章节，还将进一步叙述。

由此可见，某地气温除了由于太阳辐射的变化而引起的周期性变化外， 还有因大气的运动而引起的非周期性变化。实际气温的变化，就是这两个方面共同作用的结果。如果前者的作用大，则气温显出周期性变化；相反，就显出非周期性变化。不过，从总的趋势和大多数情况来看，气温日变化和年变化的周期性还是主要的。

第五节 大气温度的空间分布

热量平衡中各个分量，如辐射差额、潜热和显热交换等，都受不同的控制因子影响。这些因子诸如纬度、季节等天文因子有着明显的地带性和周期的特性。而下垫面性质、地势高低，以及天气条件，如云量多少、大气干湿程度等，均带有非地带性特征。同时，不同地点，这些因子的影响也不相同， 因而在热量的收支变化中引起的气温分布也呈不均匀性。

一、气温的水平分布

气温的分布通常用等温线图表示。所谓等温线就是地面上气温相等的各地点的连线。等温线的不同排列，反映出不同的气温分布特点。如等温线稀疏，则表示各地气温相差不大。等温线密集，表示各地气温悬殊。等温线平直，表示影响气温分布的因素较少。等温线的弯曲，表示影响气温分布的因素较多。等温线沿东西向平行排列，表示温度随纬度而不同，即以纬度为主要因素。等温线与海岸平行，表示气温因距海远近而不同，即以距海远近为主要因素等等。

影响气温分布的主要因素有三，即纬度、海陆和高度。但是，在绘制等温线图时，常把温度值订正到同一高度即海平面上，以便消除高度的因素， 从而把纬度、海陆及其它因素更明显地表现出来。

在一年内的不同季节，气温分布是不同的。通常以 1 月代表北半球的冬季和南半球的夏季，7 月代表北半球的夏季和南半球的冬季。图2·33 和图2·34分别为 1 月和 7 月全球海平面的等温线图。对冬季和夏季地球表面平均温度分布的特征，可作如下分析。

首先，在全球平均气温分布图上，明显地看出，赤道地区气温高，向两极逐渐降低，这是一个基本特征。在北半球，等温线 7 月比 1 月稀疏。这说

明 1 月北半球南北温度差大于 7 月。这是因为 1 月太阳直射点位于南半球， 北半球高纬度地区不仅正午太阳高度较低，而且白昼较短，而北半球低纬地区，不仅正午太阳高度较高，而且白昼较长，因此 1 月北半球南北温差较大。

7 月太阳直射点位于北半球，高纬地区有较低的正午太阳高度和较长的白

昼，低纬地区有较高的正午太阳高度和较短的白昼，以致 7 月北半球南北温差较小。

其次，冬季北半球的等温线在大陆上大致凸向赤道，在海洋上大致凸向极地，而夏季相反。这是因为在同一纬度上，冬季大陆温度比海洋温度低， 夏季大陆温度比海洋温度高的缘故。南半球因陆地面积较小，海洋面积较大， 因此等温线较平直，遇有陆地的地方，等温线也发生与北半球相类似的弯曲情况。海陆对气温的影响，通过大规模洋流和气团的热量传输才显得更为清楚。例如最突出的暖洋流和暖气团是墨西哥湾暖洋流和其上面的暖气团，这使位于 60°N 以北的挪威、瑞典 1 月平均气温达 0——15℃，比同纬度的亚洲及北美洲东岸气温高 10—15℃。盛行西风的 40°N 处，在欧亚大陆靠近大西洋海岸，由于海洋影响，1 月平均气温在 15℃以上。在亚洲东岸受陆上冷气团的影响，1 月平均气温在－5℃以下。大陆东西岸 1 月份同纬度平均气温竟相差 20℃以上。在 40°N 处的北美洲西岸 1 月平均气温靠近 10℃，在东面大西洋海岸仅为 0℃，相差亦达 10℃。至于冷洋流对气温分布的影响，在南

美洲和非洲西岸也是明显的。此外，高大山脉能阻止冷空气的流动，也能影响气温的分布。例如，我国的青藏高原、北美的落基山、欧洲的阿尔卑斯山均能阻止冷空气不向南面向东流动。

再次，最高温度带并不位于赤道上，而是冬季在 5°—10°N 处，夏季移到 20°N 左右。这一带平均温度 1 月和 7 月均高于 24℃，故称为热赤道。热赤道的位置从冬季到夏季有向北移的现象，因为这个时期太阳直射点的位置北移，同时北半球有广大的陆地，使气温强烈受热的缘故。

最后，南半球不论冬夏，最低温度都出现在南极。北半球仅夏季最低温度出现在极地附近，而冬季最冷地区出现在东部西伯利亚和格陵兰地区。

极端温度的度数和出现地区，往往在平均温度图上不能反映出来。根据现有记录，世界上绝对最低气温出现在东西伯利亚的维尔霍扬斯克和奥伊米亚康，分别为－69.8℃和－73℃，1962 年在南极记录到新的世界最低气温为

－90℃。世界绝对最高气温出现在索马里境内，为 63℃。

在我国境内，绝对最高气温出现在新疆维吾尔自治区的吐鲁番，达到48.9℃。绝对最低气温在黑龙江省的漠河，1968 年 2 月 13 日测得－52.3℃。

二、对流层中气温的垂直分布

在对流层中，总的情况是气温随高度而降低，这首先是因为对流层空气的增温主要依靠吸收地面的长波辐射，因此离地面愈近获得地面长波辐射的热能愈多，气温乃愈高。离地面愈远，气温愈低。其次，愈近地面空气密度愈大，水汽和固体杂质愈多，因而吸收地面辐射的效能愈大，气温愈高。愈向上空气密度愈小，能够吸收地面辐射的物质——水汽、微尘愈少，因此气温乃愈低。整个对流层的气温直减率平均为 0.65℃/100m。实际上，在对流层内各高度的气温垂直变化是因时因地而不同的。

对流层的中层和上层受地表的影响较小，气温直减率的变化比下层小得多。在中层气温直减率平均为 0.5—0.6℃/100m，上层平均为 0.65—0.75℃

/100m。

对流层下层（由地面至 2km）的气温直减率平均为 0.3—0.4℃/100m。但由于气层受地面增热和冷却的影响很大，气温直减率随地面性质、季节、昼夜和天气条件的变化亦很大。例如，夏季白昼，在大陆上，当晴空无云时， 地面剧烈地增热，底层（自地面至 300—500m 高度）气温直减率可大于干绝热率（可达 1.2—1.5℃/100m）。但在一定条件下，对流层中也会出现气温随高度增高而升高的逆温现象。造成逆温的条件是，地面辐射冷却、空气平流冷却、空气下沉增温、空气湍流混合等。但无论那种条件造成的逆温，都对天气有一定的影响。例如，它可以阻碍空气垂直运动的发展，使大量烟、尘、水汽凝结物聚集在其下面，使能见度变坏等等。下面分别讨论各种逆温的形成过程。

（一）辐射逆温

由于地面强烈辐射冷却而形成的逆温，称为辐射逆温。图 2·35 表明辐射逆温的生消过程。图中 a 为辐射逆温形成前的气温垂直分布情形；在晴朗无云或少云的夜间，地面很快辐射冷却，贴近地面的气层也随之降温。由于空气愈靠近地面，受地表的影响愈大，所以，离地面愈近，降温愈多，离地

面愈远，降温愈少，因而形成了自地面开始的逆温（图 2·35b）；随着地面辐射冷却的加剧，逆温逐渐向上扩展，黎明时达最强（图 2·35 中 c）；日出后，太阳辐射逐渐增强，地面很快增温，逆温便逐渐自下而上地消失（图2·35 中 d、e）。

辐射逆温厚度从数十米到数百米，在大陆上常年都可出现，以冬季最强。夏季夜短，逆温层较薄，消失也快。冬季夜长，逆温层较厚，消失较慢。在山谷与盆地区域，由于冷却的空气还会沿斜坡流入低谷和盆地，因而常使低谷和盆地的辐射逆温得到加强，往往持续数天而不会消失。

（二）湍流逆温

由于低层空气的湍流混合而形成的逆温，称为湍流逆温。其形成过程可用图 2·36 来说明。图中 AB 为气层原来的气温分布，气温直减率（γ）比干绝热直减率（γd）小，经过湍流混合以后，气层的温度分布将逐渐接近于干绝热直减率。这是因为湍流运动中，上升空气的温度是按干绝热直减率变化的，空气升到混合层上部时，它的温度比周围的空气温度低，混合的结果， 使上层空气降温。空气下沉时，情况相反，会使下层空气增温。所以，空气经过充分的湍流混合后，气层的温度直减率就逐渐趋近干绝热直减率。图中CD 是经过湍流混合后的气温分布。这样，在湍流减弱层（湍流混合层与未发生湍流的上层空气之间的过渡层）就出现了逆温层 DE。

（三）平流逆温

暖空气平流到冷的地面或冷的水面上，会发生接触冷却作用，愈近地表面的空气降温愈多，而上层空气受冷地表面的影响小，降温较少，于是产生逆温现象。这种因空气的平流而产生的逆温，称平流逆温（图 2·37）。但是平流逆温的形成仍和湍流及辐射作用分不开。因为既是平流，就具有一定风速，这就产生了空气的湍流，较强的湍流作用常使平流逆温的近地面部分遭到破坏，使逆温层不能与地面相联，而且湍流的垂直混合作用使逆温层底部气温降得更低，逆温也愈加明显。另外，夜间地面辐射冷却作用，可使平流逆温加强，而白天地面辐射增温作用，则使平流逆温减弱，从而使平流逆温的强度具有日变化。

（四）下沉逆温

如图 2·38 所示，当某一层空气发生下沉运动时，因气压逐渐增大，以及因气层向水平方向的辐散，使其厚度减小（h＇＜h）。如果气层下沉过程是绝热的，而且气层内各部分空气的相对位置不发生改变，这样空气层顶部下沉的距离要比底部下沉的距离大，其顶部空气的绝热增温要比底部多。于是可能有这样的情况：当下沉到某一高度上，空气层顶部的温度高于底部的温度，而形成逆温。例如，设某气层从空中下沉，起始时顶部为 3500m，底部为 3000m（厚度 500m），它们的温度分别为－12℃和－10℃，下沉后顶部和底部的高度分别为 1700m 和 1500m（厚度 200m）。假定下沉是按干绝热变化的，则它们的温度分别增高到 6℃和 5℃，这样逆温就形成了。这种因整层空气下沉而造成的逆温，称为下沉逆温。下沉逆温多出现在高气压区内，范围很广，厚度也较大，在离地数百米至数千米的高空都可能出现。冬季，下沉逆温常与辐射逆温结合在一起，形成一个从地面开始有着数百米的深厚的逆温层。由于下沉的空气层来自高空，水汽含量本来就不多，加上在下沉以后温度升高，相对湿度显著减小，空气显得很干燥，不利于云的生成，原来有云也会趋于消散，因此在有下沉逆温的时候，天气总是晴好的。

此外还有冷暖空气团相遇时，较轻的暖空气爬到冷空气上方，在界面附近也会出现逆温，称之为锋面逆温。

上面分别讨论了各种逆温的形成过程。实际上，大气中出现的逆温常常是由几种原因共同形成的。因此，在分析逆温的成因时，必须注意到当时的具体条件。

第三章 大气中的水分

大气从海洋、湖泊、河流及潮湿土壤的蒸发中或植物的蒸腾中获得水分。水分进入大气后，由于它本身的分子扩散和空气的运动传递而散布于大气之中。在一定条件下水汽发生凝结，形成云、雾等天气现象，并以雨、雪等降水形式重新回到地面。地球上的水分就是通过蒸发、凝结和降水等过程循环不已。因此，地球上水分循环过程对地-气系统的热量平衡和天气变化起着非常重要的作用。

第一节 蒸发和凝结一、水相变化

在自然界中，常有由一种或数种处于不同物态的物质所组成的系统。在几个或几组彼此性质不同的均匀部分所组成的系统中，每一个均匀部分叫做系统的一个相。例如水的三种形态：气态（水汽）、液态（水）和固态（冰）， 称为水的三相。由于物质从气态转变为液态的必要条件之一是温度必须低于它本身的临界温度，而水的临界温度为 tk=374℃，大气中的水汽基本集中在对流层和平流层内，该处大气的温度不但永远低于水汽的临界温度，而且还常低于水的冻结温度，因此水汽是大气中唯一能由一种相转变为另一种相的成分。这种水相的相互转化就称为水相变化。

1. 水相变化的物理过程

从分子运动论看，水相变化是水的各相之间分子交换的过程。例如，在水和水汽两相共存的系统中，水分子在不停地运动着。在水的表面层，动能超过脱离液面所需的功的水分子，有可能克服周围水分子对它的吸引而跑出水面，成为水汽分子，进入液面上方的空间。同时，接近水面的一部分水汽分子，又可能受水面水分子的吸引或相互碰撞，运动方向不断改变，其中有些向水面飞去而重新落回水中。单位时间内跑出水面的水分子数正比于具有大速度的水分子数，也就是说该数与温度成正比。温度越高，速度大的水分子就越多，因此，单位时间内跑出水面的水分子也越多。落回水中的水汽分子数则与系统中水汽的浓度有关。水汽浓度越大，单位时间内落回水中的水汽分子也越多。

起初，系统中的水汽浓度不大，单位时间内跑出水面的水分子比落回水中的水汽分子多，系统中的水就有一部分变成了水汽，这就是蒸发过程。

蒸发的结果使系统内的水汽浓度加大，水汽压也就增大了，这时分子碰撞的机会增多，落回水面的水汽分子也就增多。如果这样继续下去，就有可能在同一时间内，跑出水面的水分子与落回水中的水汽分子恰好相等，系统内的水量和水汽分子含量都不再改变，即水和水汽之间达到了两相平衡，这种平衡叫做动态平衡（因为这时仍有水分子跑出水面和水汽分子落回水中， 只不过进出水面的分子数相等而已）。动态平衡时的水汽称为饱和水汽，当时的水汽压称为饱和水汽压。

1. 水相变化的判据

假设 N 为单位时间内跑出水面的水分子数，n 为单位时间内落回水中的水汽分子数，则得到水和水汽两相变化和平衡的分子物理学判据，即

N＞n 蒸发（未饱和） N=n 动态平衡（饱和） N＜n 凝结（过饱和）

但在气象工作中不测量 N 和 n，所以不能直接应用以上判据。

由水汽的气体状态方程 e=ρwRwT 可知，在温度一定时，水汽 e 与水汽密度ρw 成正比，而ρw 与 n 成正比，所以 e 和 n 之间也成正比。这就是说，当水汽压 e 为某一定值时，则有一个对应的 n 值。当在某一温度下，水和水汽达到动态平衡时，水汽压 E 即为饱和水汽压，对应的落回水面的水汽分子数

为 ns，ns 又等于该温度下跑出水面的水分子数 N.所以 E 正比于 N，对照分子物理学判据可得两相变化和平衡的饱和水汽压判据

E＞e 蒸发（未饱和）

E=e 动态平衡（饱和）（3·1） E＜e 凝结（过饱和）

若 Es 为某一温度下对应的冰面上的饱和水汽压，与以上类似也可得到冰和水汽两相变化和平衡的判据

Es＞e 升华

Es=e 动态平衡Es＜e 凝华

上面说明了水相变化是可以由实测的水汽压值 e 与同温度下的饱和水汽压值 E（或 Es）之间的比较来判定的。

图 3.1 是根据大量经验数据绘制的水的位相平衡图。水的三种相态分别

存在于不同的温度和压强条件下。水只存在于 0℃以上的区域，冰只存在于 0

℃以下的区域，水汽虽然可存在于 0℃以上及以下的区域，但其压强却被限制在一定值域下。图 3·1 中 OA 线和 OB 线分别表示水与水汽、冰与水汽两相共存时的状态曲线。显然这两条曲线上各点的压强就是在相应温度下水汽的饱和水汽压，因为只有水汽达到饱和时，两相才能共存。所以 OA 线又称蒸发线，表示水与水汽处于动态平衡时水面上饱和水汽压与温度的关系。线上 K 点所对应的温度和水汽压是水汽的临界温度 tk 和临界压力（Ek= 2.2× 105hPa），高于临界温度时就只能有气态存在了，因此蒸发线在 K 点中断。OB 称升华线，它表示冰与水汽平衡时冰面上饱和水汽压与温度的关系。OC 线是融解线，表示冰与水达到平衡时压力与温度的关系。O 点为三相共存点： t0=0.0076℃，E0=6.11hPa。上述三线划分了冰、水、水汽的三个区域，在各个区域内不存在两相间的稳定平衡。例如图中的 1、2、3 点，点 1 位于 OA 线之下，ei＜E，这时水要蒸发；点 2 处，e2＞E，此时多余的水汽要产生凝结；点 3 恰好位于 OA 线上，e3=E，只有这时水和水汽才能处于稳定平衡状态。

1. 水相变化中的潜热

在水相的转变过程中，还伴随着能量的转换。蒸发过程中，由于具有较大动能的水分子脱出液面，使液面温度降低。如果保持其温度不变，必须自外界供给热量，这部分热量等于蒸发潜热 L，L 与温度有如下的关系

L=（2 500-2.4t）×103（J/kg） （3·2）

根据上式，当 t=0℃时，有 L= 2.5×106J/kg。而且 L 是随温度的升高而减小的。不过在温度变化不大时，L 的变化是很小的，所以一般取 L 为 2.5

×106J/kg。当水汽发生凝结时，这部分潜热又将会全部释放出来，这就是凝结潜热。在同温度下，凝结潜热与蒸发潜热相等。

同样，在冰升华为水汽的过程中也要消耗热量，这热量包含两部分，即由冰融化为水所需消耗的融解潜热和由水变为水汽所需消耗的蒸发潜热。融解潜热为 3.34×105J/kg。所以，若以 Ls 表示升华潜热，则有

Ls=（2.5×106+3.34×105）J/kg=2.8×106J/kg

二、饱和水汽压

要了解蒸发面是处于蒸发、凝结还是处于动态平衡状态，就要将实有水汽压 e 与对应的饱和水汽压 E 进行比较，因而还有必要对饱和水汽压加以研究。饱和水汽压和蒸发面的温度、性质（水面、冰面，溶液面等）、形状（平面、凹面、凸面）之间，有密切的关系。

（一）饱和水汽压与温度的关系：

从图 3·1 中的曲线 OA、OB 和 OB′可以看出，随着温度的升高，饱和水汽压显著增大。饱和水汽压与温度的关系可由克拉柏龙- 克劳修司

（Clapeyron-Clausius）方程描述

dE =

dF

LE Rω T²

（3·3）

或 dE = L dT E Rω T²

（3·4）

式中 E 为饱和水汽压，T 为绝对温度，L 为凝结潜热，Rw 为水汽的比气体常数。积分（3·4）式，并将 L=2.5×106J/kg，Rw=461J/kg· K，T0=273K，

T=273+t，E0=6.11hPa（为 t=0℃时，纯水平面上的饱和水汽压）代入，则得

19.9t

E = E 0e 273 + t

（3·5）

或 E = E

10 8.5t

⁰ 273 + t

（3·6）

根据（3·6）式的计算结果，列表 3·1，为了比较起见，表中还列有实验资料。从表 3·1 可以看出，计算值和实验值是比较一致的。

表 3·1 表明，饱和水汽压随温度的升高而增大。这是因为蒸发面温度升高时，水分子平均动能增大，单位时间内脱出水面的分子增多，落回水面的分子数才和脱出水面的分子数相等；高温时的饱和水汽压比低温时要大。

随着温度升高，饱和水汽压按指数规律迅速增大。如图 3·1 中 OA 线所示。由此可得出重要结论：

空气温度的变化，对蒸发和凝结有重要影响。高温时，饱和水汽压大， 空气中所能容纳的水汽含量增多，因而能使原来已处于饱和状态的蒸发面会因温度升高而变得不饱和，蒸发重新出现；相反，如果降低饱和空气的温度， 由于饱和水汽压减小，就会有多余的水汽凝结出来。

饱和水汽压随温度改变的量，在高温时要比低温时大。例如温度由 30℃ 降低到 25℃，饱和水汽压减少 10.76hPa，而温度从 15℃降到 10℃，饱和水汽压只减少 4.77hPa。所以降低同样的温度，在高温饱和空气中形成的云要

浓一些，这也说明了为什么暴雨总是发生在暖季。

表 3 · 1 各种温度下的饱和水汽压（ hPa ）

（二）饱和水汽压与蒸发面性质的关系

自然界中蒸发面多种多样，它们具有不同的性质和形状。水分子欲脱出蒸发面，需克服周围分子的引力，因此会因蒸发面的性状而有差异。所以， 即使在同一温度下，不同蒸发面上的饱和水汽压也不相同。

1. 冰面和过冷却水面的饱和水汽压

通常，水温在 0℃时开始结冰，但是试验和对云雾的直接观测发现，有时水在 0℃以下，甚至在-20℃—-30℃以下仍不结冰，处于这种状态的水称过冷却水。而过冷却水与同温度下的冰面比较，饱和水汽压并不一样。

以升华潜热 Ls=L+Ld=2.8×106J/kg 取代式（3·4）式中的蒸发潜热 L， 并积分，可得到冰面上的饱和水汽压 Ei

Ei = E0

• 10 9.77t

273 + t

（3·7）

在实际应用中，经常采用经验公式确定饱和水汽压和温度的关系。最常用的比较准确的是马格努斯（Magnus）经验公式

at

E = E0 ·10 β + t

（3·8）

式中α、β为经验常数，它们与理论值稍有不同，对水面而言α、β分别为

7.63 和 241.9。对冰面而言，α、β分别是 9.5 和 265.5。

表 3 · 2 不同温度下过冷却水面和冰面饱和水汽压及其差值（ hPa ）

对于冰面和过冷却水面，饱和水汽压仍然是按指数规律变化，这就是图3·1 中 OB、OB′线所表示的情况。所不同的是冰是固体，冰分子要脱出冰面的束缚比水分子脱出水面的束缚更困难。因此，当冰面上水汽密度较小时， 其落回的分子就能与脱出的分子相平衡，达到饱和。这样，与同温度下的过冷却水相比，冰面的饱和水汽压自然要少一些。只有当温度刚好为 0℃时， 冰和水处于过渡状态，它们的饱和水汽压才相等。二者在同温度下的差别如表 3·2 和图 3·2 所示。

在图 3·2 中，△E 代表同温度下冰面饱和水汽压和过冷却水面饱和水汽压之差：△E=E-Ei。其变化趋势如图中实线所示：自 0℃开始，随着温度降低，差值迅速增大，至-12℃时达最大值（△E=0.269hPa）温度继续降低时， 差值减小。f0 表示冰面饱和水汽压对过冷却水面饱和水汽压的相对百分

数：f = Ei ，它随温度的变化如图中虚线所示。f随温度降低近似于线性

i E

递减，温度愈低，冰面饱和水汽压占水面饱和水汽压的比重愈小。在这种情况下，当水面饱和时（e=E＞Ei），冰面已是过饱和了。或者当冰面上饱和时

（e=Ei＜E），其相对湿度小于 100％。所以在冰成云和冰成雾中，常常观测到相对湿度小于 100％的事实。

在云中，冰晶和过冷却水共存的情况是很普遍的，如果当时的实际水汽

压介于两者饱和水汽压之间，就会产生冰水之间的水汽转移现象。水滴会因不断蒸发而缩小，冰晶会因不断凝华而增大。这就是“冰晶效应”，该效应对降水的形成具有重要意义。

1. 溶液面的饱和水汽压

不少物质都可融解于水中，所以天然水通常是含有溶质的溶液。溶液中溶质的存在使溶液内分子间的作用力大于纯水内分子间的作用力，使水分子脱离溶液面比脱离纯水面困难。因此，同一温度下，溶液面的饱和水汽压比纯水面要小，且溶液浓度愈高，饱和水汽压愈小。

这种作用对在可溶性凝结核上形成云或雾的最初胚滴相当重要，而且以溶液滴刚形成时较为显著，随着溶液滴的增大，浓度逐渐减小，溶液的影响就不明显了。

此外，水滴上的电荷对水滴表面上的饱和水汽压也有一定的影响，这也是使饱和水汽压减小的一个因素。

（三）饱和水汽压与蒸发面形状的关系

不同形状的蒸发面上，水分子受到周围分子的吸引力是不同的。如图 3·3所示，三个圆圈分别表示凸水面、平水面和凹水面对于 A、B、C 三点分子引力作用的范围。

由图可知，A 分子受到的引力最小，最易脱出水面；C 分子受到的引力最大，最难脱出水面；B 分子的情况介于二者之间。因此，温度相同时，凸面的饱和水汽压最大，平面次之，凹面最小。而且凸面的曲率愈大，饱和水汽

压愈大；凹面的曲率愈大，饱和水汽压愈小。

云雾中的水滴有大有小，大水滴曲率小，小水滴曲率大。如果实际水汽压介于大小水滴的饱和水汽压之间，也会产生水汽的蒸发现象。小水滴因蒸发而逐渐变小，大水滴因凝结而不断增大。此即所谓的“凝结增长”。不过， 这一过程，在水滴增长到半径大于 1μm 时，曲率的影响就很小了。所以“凝结增长”只在云雾刚形成时起作用。

三、影响蒸发的因素

自然界中蒸发现象颇为复杂，不仅受制于气象条件，而且还受地理环境的影响。

在静止大气中，蒸发速度仅依赖于分子扩散，此时的水分蒸发速度 W 由下述方程描述