京 都 大 学 防 災 研 究 所 年 報 第 50 号 B 平 成 19 年 4 月
Annuals of Disas. Prev. Res. Inst., Kyoto Univ., No. 50 B, 2007

中立に近い安定度の大気境界層における乱流構造の観測－解析のまとめ－

堀口光章・林泰一・植田洋匡** 酸性雨研究センター

要旨

ほぼ中立な大気境界層における乱流構造を潮岬と信楽において観測した結果を解析した。連続ウェイブレット変換の方法を用いて下降する強風域による乱流構造の様子を明らかにした。これは，本質的にはこれまで乱流境界層に対する実験により示された組織構造の一種である。大きな時間スケールを持った強風の乱流構造は下方への運動量輸送に大きな寄与をなしている。乱流運動についての四象限解析により，スウィープ（高速流の下降運動）が運動量輸送に重要な役割を演じていることが明らかにされたが，この結果はおそらく大きな規模の強風の乱流構造と関連している。

キーワード: 大気境界層，乱流，組織構造，運動量輸送

1.

はじめに

調べる。今回の報告では，潮岬と信楽において行った観測結果の解析について，そのまとめを行う。

室内実験により，境界層流れや管内流の乱流中に組織構造が存在し，乱れの生成と乱流輸送に大きな

2.

大気境界層乱流の観測の概要

寄与をなしていることが示されている（Kline et al.,
1967; Corino and Brodkey, 1969 など）。これらの実

京都大学防災研究所附属流域災害研究センター

験は，移流による作用の粘性による作用に対する大潮岬風力実験所（和歌山県東牟婁郡串本町）は，台

きさの比を表すレイノルズ数が小さい条件，あるい

地状の地形をした岬の南西端近くに位置しており，は壁面に近い領域を対象にしたものが多い。

付近に大きな建物などがなく，大気境界層観測に適

この研究で対象としている大気境界層では非常した場所である。

に大きなレイノルズ数となっており，その大気境界

この場所での観測は 1998 年 11，12 月に行った。

層中でどのような乱流構造が見られるかを調べる

超音波風速温度計を本館測風塔（地上からの高さ約のが研究の目的である。

20m）に設置して地表近くの気流と接地層の安定度

大気境界層の地表近くで，微細前線（microfront）

を測定し，ドップラーソーダ（カイジョー製（Gao et al., 1989）や突風前線（gust front）（Hayashi,

AR-1000）と生存圏研究所（当時は宙空電波科学研

1992）と呼ばれる強風の乱流構造が観測で示されて究センター）が設置した車載型 S バンド境界層レーいる。これらは大気境界層乱流中で現れる組織構造

ダーで大気境界層内の気流と乱れの強さを測定しの一形態と考えられるが，観測は大気境界層でも地た。
一方，京都大学生存圏研究所信楽 MU 観測所（滋表に近い部分のみについて行ったものであった。
この研究では，比較的現象が単純であると考えら

賀県甲賀市）は，丘陵地帯に位置している。接地層

れる地表面加熱による影響が少なくて接地層の安の観測については，周囲の土地の起伏による影響が定度が中立に近い場合を対象として，乱流構造とそあると思われるが，新しく開発された測器が設置されによる運動量輸送を観測により，これまでの研究れておりそれを利用することができる。

（Gao et al., 1989 など）より広い高度範囲について－ 455 －

この場所での観測は，2001 年 12 月から 2002 年 3

月にかけて行ったものであり，2 高度に設置した風3.

大気境界層乱流の構造についての解析

3.1

強風（高速流）域による乱流構造

向風速計（三杯風速計と矢羽型風向計からなる）（高度 4m と 17m）とサーミスタ温度計（高度 3m と 17m）
で地表近くの気流と接地層の安定度を測定し，車載

潮岬での 1998 年 12 月 8 日の観測例において，大型ドップラーソーダと生存圏研究所（当時は宙空電

気境界層の厚さは，S バンド境界層レーダーの観測

波科学研究センター）の L バンド下部対流圏レーダ

によるエコー強度の値が急減する高度が境界層上端ー（Lower Troposphere Radar，LTR）で大気境界層に対応していると考えられることから，その平均厚における気流と乱れの強さについて測定した。

さとして 1.1km と見積もられる。

それぞれの場所での観測のうち接地層におけるドップラーソーダによる（水平面内）平均流方向

安定度が中立に近い状態であった日から，潮岬では

風速成分 u（平均流方向は超音波風速温度計の測定

1998 年 11 月 17 日と 12 月 8 日の観測例，信楽ではにより定める）についての時間高度断面図（Fig. 1）

2001 年 12 月 10 日と 12 月 15 日の観測例についてを見ると，100 秒から 300 秒程度の時間スケールを行った解析結果について報告する。

持った強風（高速流）域と弱風（低速流）域が見ら

潮岬における 1998 年 11 月 17 日 12 時 30 分～16れる。その中でも顕著な比較的大きな時間スケール

時 8 分の観測例では，天候が曇，地上での平均風速を持った強風域（Fig. 1 で，その典型例を破線の楕–1は 4 パートに分けたそれぞれで 7.3，7.6，7.0，7.8ms ，円により示す）に着目する。このような強風域が現

安定度パラメータ z/L（z は測定高度，L は Obukhov

れ，観測高度範囲の中でも比較的下層の高度まで広の長さ）は–0.02，0.00，0.01，0.01 とほぼ中立の状

がっている場合，（Fig. 1 の例で超音波風速温度計

態であった。1998 年 12 月 8 日 11 時 10 分～14 時 48

による平均流方向風速成分の値の時間変化から示さ分の観測例でも，天候が曇，地上での平均風速は各れるように）地表近くでも強風の時間帯が出現して–1パートで 6.8，5.8，4.9，4.6ms ，安定度パラメータいる。なお，ここでは，水平面より傾いている場合

z/L は–0.02，–0.02，–0.02，0.00 であった。なお，超を考慮して平均流方向を定めるほどの測定精度を持

音波風速温度計による測定については，平均流方向

たないと考えられるドップラーソーダのデータとのが水平面より傾いている場合も考慮し，それに対し対照のため，超音波風速温度計による測定データにてフラックスを計算する解析を行っている。

ついても水平面内の平均流方向風速成分を調べてい一方，信楽における観測の 2001 年 12 月 10 日 9る。

時～12 時 38 分の観測例では，天候は晴れで多少の以降，このような強風域による平均的な乱流構造雲が見られた。地上での平均風速は各パートで 6.0，を調べる。そのために，超音波風速温度計による（水6.7，7.0，7.2ms–1，安定度パラメータ z/L は–0.02，平面内）平均流方向風速成分 u に対して連続ウェイ–0.02，–0.02，–0.02 であった。また，2001 年 12 月

ブレット変換（ウェイブレットの時間スケールは

15 日 8 時 30 分～12 時 8 分の観測例では，天候は曇，

160 秒とする）を行い，強風のイベントを抽出する。

–1

地上での平均風速は各パートで 5.5，5.4，7.0，7.1ms ，なお，ウェイブレットとしては“Mexican Hat”関数

安定度パラメータ z/L は–0.04，–0.03，–0.02，–0.02

を使用し，時間スケールを比較的大きく取ることにであった。

よって，それに対応する規模の風速構造を抽出して以上の観測例のうち，次章では，潮岬においている。そして，ウェイブレット係数があるしきい値

1998 年 12 月 8 日に観測した例を中心として解析しを越えて極大となる時を強風のイベントの中心時間

た結果を述べ，比較のために他の例についても取りとする。この時のしきい値を変えると，抽出される上げる。

イベントの数とその後作られる平均構造の様子が変わるが，充分な数のイベントを抽出することと比較的明瞭な構造を描くということの両方を考慮し，しきい値としてこの例では 2.8 という値を用いている。

－ 456 －

Doppler Sodar - u

u (ms -1 )

350

24
22
20
18
16
14
12
10
8
6
4
2
0
-2
-4
-6

Height (m)

300
250
200
150
100

Sonic-u (ms -1 )

50
20
15
10
5
0
1110

200 s

1204
Time (LST)

Fig. 1 Time-height cross section of streamwise velocity component in the horizontal plane (u) observed by Doppler
sodar for part 1 on Dec. 8, 1998 at Shionomisaki. Time series of the same component of velocity measured by sonicanemometer is also shown in the lower part of the figure. Arrow denotes the time scale of 200 s, dashed ellipses denote
typical large-scale regions of high-speed velocity

抽出したイベントからドップラーソーダによる平潮岬と信楽における他の観測例でも同様な構造が

均流方向風速成分 u（各パートにおける平均値から解析され（Fig. 3），接地層での安定度が中立な大気の変動成分 u’を標準偏差 σu で規格化した値で示す）

境界層における乱流構造として一般的であることがと鉛直方向風速成分 w（同様に規格化した値を示す）

示唆される。この構造については，これまでの観測についての平均構造を作成する（Fig. 2）。その結による研究（Gao et al., 1989）と同様な結果であるが，果，平均流方向風速成分 u の極大が高度 200m，イ

より広い高度範囲にわたる構造を示すことができてベント中心より 30 秒程度前に位置する下降する強いる。

風（高速流）域による乱流構造が示される。

w' /σw
2
350

u' / σu
1.6
1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
-1
-1.2
-1.4
-1.6

Height (m)

300
250
200
150
100
50
160 120 80

40

0-40 -80 -120 -160

Time (s)Fig. 2 Conditionally averaged wind pattern on a time-height cross section centered at the time of the detected events(0 s). This is constructed from the data observed by Doppler sodar on Dec. 8, 1998 at Shionomisaki. Contours denotenormalized u’ values, arrows denote normalized w’ values－ 457 －

(a)

(b)

(c)

w' /σw
2

350

u' / σu
1.6
1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
-1
-1.2
-1.4
-1.6

Height (m)

300
250
200
150
100
50
160 120 80

40

0-40 -80 -120 -160

Time (s)160 120 80

40

0-40 -80 -120 -160

Time (s)160 120 80

40

0-40 -80 -120 -160

Time (s)Fig. 3 Same as Fig. 2, but for other cases: (a) Nov. 17, 1998 at Shionomisaki; (b) Dec. 10, 2001 at Shigaraki; (c) Dec.
15, 2001 at Shigaraki

3.2

乱流構造の全体的な様相と運動量輸送への寄与

次に，強風（高速流）域による乱流構造の大気境部対流圏レーダーのデータ時間間隔（2 分）に合わせて，3.1 節での場合よりも少し長い時間スケールのウェイブレットを用いている。

界層における全体的な様相と，その運動量輸送へのFig. 4 に潮岬での 1998 年 12 月 8 日の観測例につ寄与について調べる。そのために，超音波風速温度

いて，ドップラーソーダ各高度のデータに対するウ計とドップラーソーダ各高度の平均流方向風速成分

ェイブレット係数（上図）から決めた強風の乱流構に対して連続ウェイブレット変換（時間スケール

造（赤色の領域）と超音波風速温度計のデータに対240 秒）を施し，ウェイブレット係数がしきい値 0.5

するウェイブレット係数（下図）から決めた強風の以上の時間帯を強風（高速流）の乱流構造として抽乱流構造（ドップラーソーダのデータについての時出する。なお，ここでは，後で解析する信楽での下間高度断面図の下方の赤線）の両方を示す。

Height (m)Doppler Sodar - u
350
300
250
200
150
100
50
0

0.5

Sonic Anemometer - u
2
0
-2

1118

Time (LST)1440

Fig. 4 Time-height cross section of wavelet coefficients for the streamwise velocity component in the horizontal plane(u) observed by Doppler sodar (upper figure), and a time series of wavelet coefficients for the same component ofvelocity measured by sonic anemometer (lower figure) on Dec. 8, 1998 at Shionomisaki. Red area denotes regions inwhich the wavelet coefficient is larger than the threshold value, and red bars denote periods in which the wavelet
coefficient for sonic anemometer data at 20 m is larger than the threshold value－ 458 －

ウェイブレット係数に対するしきい値を変える

670 秒となる。これから無次元時間間隔（TN）をドと，抽出される強風の乱流構造の大きさ，すなわちップラーソーダの高度 350m での平均流方向風速成

ドップラーソーダデータについてはその領域の拡が分についての平均値（U∞ とする）と大気境界層の厚り，超音波風速温度計データについてはその出現数

さ（δ）から求めると次のような値となる。

と時間帯の長さが変化する。超音波風速温度計によTN=U∞ TS /δ=3.3

る平均流方向風速成分に対するウェイブレット係数(1)について，しきい値を変えた時の強風の乱流構造の出現数の変化を Fig. 5 に示す。しきい値を増加させ

次に，信楽での 2001 年 12 月 10 日における観測例ていくと強風の乱流構造の出現数が減少していくが，についての解析結果を示す。この時，大気境界層の値 0.5 より上で少しその出現数の減少の度合いが急

厚さは，下部対流圏レーダーによるエコー強度の測になる傾向が見られる。

定からその平均厚さとして 1.0km と見積もられる。
潮岬におけるのと同様に，強風域による乱流構造の大気境界層における全体的な様相を調べるために，
風向風速計，ドップラーソーダ，および下部対流圏30
Number of Structures

レーダーの平均流方向風速成分に対して連続ウェイ
ブレット変換を施し，時間スケール 240 秒のウェイ
ブレット係数が 0.5 以上の時間帯を強風の乱流構造20として抽出する（Fig. 6）。
なお，下部対流圏レーダーで測定されるオリジナ
10ルのデータは，水平方向について東向きと北向きの風速成分であり，どちらかに欠測があると，平均流方向の風速成分を求めることができない。そこで，

0
0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

Threshold Value for Wavelet Coefficient

地上 17m の風向風速計による平均風向が北風に近いことから，北向き風速成分の正負を逆にして平均
流方向風速成分（u）の近似値として使用し，データ

Fig. 5 Variation of number of high-speed turbulenceの欠測についても内挿して補完している。Fig. 6 にstructures

おいて，下部対流圏レーダー（上図）とドップラー

with

the

threshold

value

for

waveletcoefficient in the case on Dec. 8, 1998 at Shionomisaki

ソーダ（中図）のデータに対するウェイブレット係
数から決めた強風の乱流構造（赤色の領域）と風向
風速計のデータに対するウェイブレット係数（下図）

強風の乱流構造の出現の様子は，これまで乱流境から決めた強風の乱流構造（ドップラーソーダのデ界層についての室内実験で示されてきたバースト現ータについての時間高度断面図の下方の赤線）を示

象を想起させる。このバーストについては，出現時す。ここでは，下部対流圏レーダーにより，大気境

間間隔が重要なパラメータとして考えられている。

界層上部にもドップラーソーダによる観測と同様な

そ の 出 現 時 間 間 隔 （ TB ） を 主 流 速 度 （ free stream

強風の乱流構造が存在することが示される。

velocity，U ∞ ）と境界層厚さ（δ）により無次元化

風向風速計のデータに対するウェイブレット係数

した無次元時間間隔（U∞ TB /δ）の値として，例えから決めた強風の乱流構造について，無次元時間間

ば Rao et al. (1971)は，彼ら自身とこれまでの他の実隔（TN）を求めると TN =6.1 となり，潮岬での 1998

験結果から 5 前後の値を得ている。

年 12 月 8 日の例よりやや大きな値となる。また，も超音波風速温度計のデータに対するウェイブレッ
ト係数から決めた強風の乱流構造は，全時間（202う一つの信楽における観測例（2001 年 12 月 15 日）については TN =6.5 という値が得られる。

分）中で 18 回出現し，平均出現時間間隔（TS）は約－ 459 －

LTR - Southward Velocity

Height (m)

2000

1500

500

Height (m)

0.5

1000

350
300
250
200
150
100
50
0
2

Doppler Sodar - u

0.5

Anemometer - u

0
-2

0908

Time (LST)1230

Fig. 6 Time-height cross sections of wavelet coefficients for the streamwise velocity component in the horizontal plane
observed by LTR (upper figure) and Doppler sodar (middle figure), and a time series of wavelet coefficients for thesame component of velocity measured by anemometer with wind vane (lower figure) on Dec. 10, 2001 at Shigaraki.
Red area denotes regions in which the wavelet coefficient is larger than the threshold value, and red bars denoteperiods in which the wavelet coefficient for anemometer data at 17 m is larger than the threshold value

次に，強風の乱流構造による運動量輸送への寄与

上となる強風の乱流構造中では，運動量輸送に対応について調べる。平均流方向風速成分（u）と鉛直方する u’w’値の平均がドップラーソーダのデータを基

向風速成分（w）の各変動成分から求められる u’w’

準にした場合で各高度で 1.1～2.4，超音波風速温度

値の平均は乱流変動から生じる応力（レイノルズ応計のデータを基準にした場合で 1.2～2.0 の比率で全力），すなわち運動量の鉛直輸送量（フラックス）

解析時間についての平均値より大きくなっている。
潮岬における 1998 年 11 月 17 日の観測例についてに対応している。なお，平均的に風速は上空の方がは，超音波風速温度計のデータを基準にした場合は強く，運動量は下方へと輸送されている。
潮岬における 1998 年 12 月 8 日の観測例について，っきりとした u’w’値の差が見られないが，ドップラ

ウェイブレット係数がしきい値以上となる強風の乱

ーソーダのデータを基準にした場合は，強風の乱流

流構造中での u’w’値の平均を全解析時間での平均値

構造中における u’w’値の平均が各高度で 1.2～2.5 のと比較したのが Fig. 7 である。ドップラーソーダ各比率で全解析時間についての平均値より大きくなっ

高度での平均流方向風速成分に対するウェイブレッ

ている。

ト係数と超音波風速温度計の平均流方向風速成分に対するウェイブレット係数の二通りを基準にしている。この日の観測では高度 200m より上の高度について鉛直方向風速成分に異常値が多く見られたので，高度 200m までのデータについて解析を行っている。
図に示すように，ウェイブレット係数がしきい値以－ 460 －

3.3

350

Height (m)

300

(a)

イジェクション，スウィープの乱流運動
による運動量輸送への寄与

(b)

250

平均流方向（u）と鉛直方向（w）の風速成分につ200いて，それぞれの平均値からの変動成分の正負によ

150
100

り乱流変動を四象限に分類して考える。すなわち，

50

第 1 象限（u’≧0，w’≧0），第 2 象限（u’＜0，w’

0-0.5 0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

-0.5 0.0-u'w' (m 2 s -2 )

0.5

1.0

1.5

2.0

-u'w' (m 2 s -2 )≧0）（イジェクションと呼ばれる），第 3 象限（u’＜0，w’＜0），第 4 象限（u’≧0，w’＜0）（スウィープと呼ばれる）に分類する。

Fig. 7 Comparisons between average values of u’w’ in

平均的に見て地表近くに比べて上空の方が風速は

high-speed turbulence structures (▲ ) and overall average

強く，運動量輸送は下向きであるが，各象限で u’w’

values for the entire analyzed period (● ) on Dec. 8,の値を考えると，その値が負である場合，上空から1998 at Shionomisaki. (a) Based on regions delineated

下方に向かっての運動量輸送に寄与することになる。

by Doppler sodar. (b) Based on periods determined by

それに対応する乱流運動はイジェクション（低速流sonic anemometerの上昇運動）とスウィープ（高速流の下降運動）であり，ここでは，これらによる運動量輸送への寄与を検討する。

潮岬についてと同様に，信楽における 2001 年 12

Fig. 9 は，潮岬における 1998 年 12 月 8 日の観測

月 10 日の観測例について，ウェイブレット係数がし例について，ドップラーソーダによる u’w’値を各象

きい値以上となる強風の乱流構造中での u’w’値の平限に分けて積算し，それを高度 40m での全象限によ均を全解析時間での平均値と比較したのが Fig. 8 でる積算 u’w’値で規格化して，各象限の乱流運動によある。同じくドップラーソーダ各高度での平均流方

る運動量輸送への寄与を示したものである。ほぼ同

向風速成分に対するウェイブレット係数と風向風速程度である最下層（高度 40m）を除いて，スウィー

計の平均流方向風速成分に対するウェイブレット係

プによる寄与の方がイジェクションによる寄与より

数の二通りを基準にしている。結果を見ると，やはも少し大きいことが分かる。同様の結果は，同じ潮りウェイブレット係数がしきい値以上となっている

岬における 1998 年 11 月 17 日の例でも見られる。

強風の乱流構造中では，運動量輸送に対応する u’w’
値の平均が 2 倍程度まで大きくなっていることが分

350

かる。

300
250

Height (m)

300

(a)

Height (m)

350

(b)

250
200

： u' ≧ 0, w' ≧ 0▲： u' ＜ 0, w' ≧ 0◆： u' ＜ 0, w' ＜ 0▼： u' ≧ 0, w' ＜ 0

200
150
100

150
100

50

50
0
-0.5 0.0

●

0.5

1.0

1.5

2.0

2 -2

-u'w' (m s )-0.5 0.0

0.5

1.0

1.5

0
-4

2.0

-3

-2

-1

0

1

2

3

4

Normalized Flux Fraction

2 -2-u'w' (m s )Fig. 8 Comparisons between average values of u’w’ in

Fig. 9 Profiles of flux fraction of each quadrant by

high-speed turbulence structures (▲ ) and overall average

Doppler sodar on Dec. 8, 1998 at Shionomisaki. Values

values for the entire analyzed period (● ) on Dec. 10,

are normalized with respect to total u’w’ at the lowest

2001 at Shigaraki. (a) Based on regions delineated bylevel

Doppler sodar. (b) Based on periods determined byanemometer with wind vane

－ 461 －

一方，信楽での 2001 年 12 月 10 日における観測

超音波風速温度計による（水平面内）平均流方向風

例についての解析結果を Fig. 10 に示す。信楽におい

速成分，およびスウィープとイジェクションによるてはドップラーソーダの最も低い測定高度（50m）u’w’値の時間変化を示す（Fig. 11）。なお，ここででの全象限積算 u’w’値がそれより上空よりかなり小の u’w’値については，平均流方向が水平面より傾いさくなっており，測定地周辺の地形によって影響さている場合も考慮した解析を行っている。この図をれていることが考えられるため，測定高度 75m での見ると，ドップラーソーダによる上空の強風域（例

全象限積算 u’w’値により規格化を行っている。そしとして破線の楕円で示す）と対応して地表近くでスて，この図に示すように，スウィープによる寄与はウィープの乱流運動が現れていることが分かる。ス

イジェクションと同程度であるという結果が得られウィープによる運動量輸送のうち，時間としては解る。また，信楽での 2001 年 12 月 15 日における観測析時間の 25％を占める強風の乱流構造中における例でも同様の結果が得られる。

ものは 53％にあたり，強風の乱流構造とスウィープの乱流運動との強い関連性を示唆している。
以上のことから，大気境界層では，大きな規模を

350
300

Height (m)250●： u' ≧ 0, w' ≧ 0▲： u' ＜ 0, w' ≧ 0

持った強風の乱流構造が運動量輸送に重要な役割を◆： u' ＜ 0, w' ＜ 0演じており，それが高速流の下降運動であるスウィ▼： u' ≧ 0, w' ＜ 0200

ープの乱流運動による運動量輸送への寄与としても現れることが考えられる。

150

4.

100

おわりに

50
0
-4

潮岬風力実験所と信楽 MU 観測所において大気境
-3

-2

-1

0

1

2

3

4

界層乱流の観測を行った結果についての解析のまとNormalized Flux Fraction

めを記述した。
ウェイブレット解析を用いて，下降する強風（高Fig. 10 Profiles of flux fraction of each quadrant by速流）域による乱流構造が示された。これは，これDoppler sodar above 75 m on Dec. 10, 2001 at Shigaraki.

まで乱流境界層に対する実験により調べられてきた

Values are normalized with respect to total u’w’ at a

組織構造に対応するものと考えられる。

height of 75 m

時間スケール 240 秒のウェイブレットにより抽出された大きな規模の強風（高速流）の乱流構造による運動量輸送への寄与は，平均的な値に比べて 2 倍

観測によるこれらの結果は，イジェクションによ程度まで大きいことが示された。また，イジェクシ

る運動量輸送の方が卓越するというこれまでの数値

ョン（低速流の上昇運動）とスウィープ（高速流の実験（Lin et al., 1996; 堀口ら，2003）による結果と下降運動）の乱流運動による運動量輸送を調べると，は異なっている。その理由は今回の研究からだけでスウィープによる寄与がイジェクションによる寄与は明白でない。観測でのドップラーソーダの測定時より大きい，あるいはそれと同程度であることが示

間間隔が潮岬で 20 秒，信楽で 30 秒と比較的長いこされ，このことと強風の乱流構造との関連が示唆さとが影響していることも考えられるが，大きな規模れた。
以上のことは，大気境界層乱流中で組織構造の一の乱流構造の影響という観点からの検討を行う。
潮岬での 1998 年 12 月 8 日の観測例から，パート

形態として現れていると考えられる比較的大きな規1 の一部の時間帯について，ドップラーソーダ平均

模の強風の乱流構造が大気境界層全体の流れとその流方向風速成分についての時間高度断面図と共に，構造に大きな役割を果たしていることを示している。

－ 462 －

Doppler Sodar - u

u (ms -1 )

350

24
22
20
18
16
14
12
10
8
6
4
2
0
-2
-4
-6

Height (m)

300
250
200
150
100

Sonic-u (ms -1 )

20
15
10
5
0

u'w' (m2 s -2 )(ejection) (sweep)

50

0
-10
-20
-30
0
-10
-20
-30

1132

1159

Time (LST)

Fig. 11 Time-height cross section of the streamwise velocity component observed by Doppler sodar (upper figure),
and a time series of the same component of velocity measured by sonic anemometer (middle figure) from 1132 to1159 LST on Dec. 8, 1998 at Shionomisaki. Instantaneous u’w’ values for ejection and sweep motions based on sonicanemometer data are also shown (lower figures). Dashed ellipses denote typical large-scale regions of high-speed
velocity謝辞Gao, W., Shaw, R.H. and Paw U, K.T. (1989):
Observation of organized structure in turbulent flow

観測に際して，潮岬風力実験所と生存圏研究所（当within and above a forest canopy, Boundary-Layer

時は宙空電波科学研究センター）の方々，（株）カMeteorol., Vol. 47, pp. 349-377.

イジョーソニック伊藤芳樹代表取締役専務に御協力

Hayashi, T. (1992): Gust and downward momentumと御援助をいただいた。また，信楽における観測は，

transport

文部科学省科学研究費補助金基盤研究 (C) 「大気境Boundary-Layer Meteorol., Vol. 58, pp. 33-49.

界層における乱流の空間構造とその時間発展に関す

Kline, S.J., Reynolds, W.C., Schraub,る研究」（課題番号 13640437）の援助を受け実施さRunstadler, P.W. (1967): The structure of turbulent

れた。ここに記して謝意を表する。

boundary layers, Jour. Fluid Mech., Vol. 30, pp.

in

the

atmosphericsurfacelayer,

F.A. and

741-773.

参考文献

Lin, C.-L., McWilliams, J.C., Moeng, C.-H. and
Sullivan,

堀口光章・林泰一・植田洋匡（2003）：中立成層

P.P.

(1996):

Coherent

structures

anddynamics in a neutrally stratified planetary boundary

状態の大気境界層における組織的乱流構造（第 2layer flow, Phys. Fluids, Vol. 8, pp. 2626-2639.

報），京都大学防災研究所年報，第 46 号 B，pp.

Rao, K.N., Narasimha, R. and Badri Narayanan, M.A.

469-477.

(1971): The ‘bursting’ phenomenon in a turbulent

Corino, E.R. and Brodkey, R.S. (1969): A visualboundary layer, J. Fluid Mech., Vol. 48, pp. 339-352.

investigation of the wall region in turbulent flow, Jour.
Fluid Mech., Vol. 37, pp. 1-30.

－ 463 －

Observations of Turbulence Structures in the Nearly Neutral Atmospheric Boundary Layer–Summary of the Analysis–

Mitsuaki HORIGUCHI, Taiichi HAYASHI and Hiromasa UEDA** Acid Deposition and Oxidant Research Center
Synopsis
Turbulence structures in the nearly neutral atmospheric boundary layer observed at Shionomisaki
and Shigaraki are analyzed. Using the method of integral wavelet transform, the pattern of thedescending high-speed turbulence structure is depicted. Essentially this structure is a kind of coherent
structure which has been shown previously in experiments for the turbulent boundary-layer flows.
High-speed turbulence structures with long time scales make a large contribution to downward
momentum transfer. Quadrant analysis of turbulent motion reveals that the sweep motion (high-speed
downward motion) plays an important role in momentum transfer. This result of quadrant analysis isprobably related to the large-scale high-speed turbulence structures.
Keywords: atmospheric boundary layer，turbulence, coherent structure, momentum transfer－ 464 －