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雷鸣鸟 分类
传统意义上，来雷鸣鸟常常背视为已灭绝的恐鹤科的一员。恐鹤科在南美的发展相当繁盛，从较小的裸翼鸟到体型巨大的卡林肯恐鹤，不同体型的恐鹤占据着多样的生态位。这些鸟类与现存的叫鹤关系较近，两者的形态有所相似，例如两者都有带弯钩的喙和弯曲且带有利爪的脚趾，它们得以成为凶猛的掠食性鸟类。在恐鹤科之中，雷鸣鸟常被放在自己的亚科——雷鸣鸟亚科之中，这是群体型相当巨大的恐鹤，还包含了诸如鸣恐鹤和副鸣恐鹤这样的成员。2003年，赫库兰尼姆·M·F·阿尔瓦伦加(Herculano M. F. Alvarenga)和 伊丽莎白·霍夫林(Elizabeth Höfling)的研究支持了将雷鸣鸟分入恐鹤科的观点，主要是基于其强壮的下颌和相似的跗跖骨。而在2007年，费德里科·L·阿格诺林(Federico L. Agnolin)的研究否认了这一观点，因为这些特征也出现在诸如部分雁形类（驰鸟）的早期陆生鸟类之中。根据研究，因为中段胫跗骨的相似等特征，雷鸣鸟相较于恐鹤可能与雁形目鸟类关系更近，阿格诺林因此将雷鸣鸟的支序位置移动到了基干雁形目。
雷鸣鸟 分类
传统上，鸣恐鹤和副鸣恐鹤常被视为雷鸣鸟的近亲，三者组成了雷鸣鸟亚科，划分在恐鹤科之下，当然这个亚科有时也会被称为鸣恐鹤亚科。这种分类方法曾广受研究人员青睐，但自从 玛蒂尔德·多尔戈波尔·代·賽斯(Mathilde Dolgopol de Sáez)于1927年将其视为雁形目和加斯顿鸟的近亲以来，对雷鸣鸟分类地位的讨论便开始了。自阿格诺林重拾这一观点之后，越来越多的古生物学家开始支持“雷鸣鸟属于雁形目”这一观点，当然，也有人并不赞同这种说法。
2011年，一次对恐鹤科的支序学研究基于对胸椎形态的分析认为雷鸣鸟属于恐鹤科的观点仍然合理。而在2020年，又有研究建议应当将雷鸣鸟置入雁形类。
一些其他的支序学研究也表明雷鸣鸟的结构更像雁形类。雷鸣鸟常被提到缺少胫跗骨下关节骨桥突出这一特征，此特征通常出现在恐鹤之中。此外，雷鸣鸟的下颌粗壮厚实且短，与恐鹤修长的下颌骨有着显著差异，再次说明雷鸣鸟不属于恐鹤。根据已有的研究，雷鸣鸟与恐鹤下颌形状的差异也导致了两者食性的区别。
雷鸣鸟 分类
然而，一项2017年的研究认为雷鸣鸟应当是叫鹤目的姊妹群，雷鸣鸟与恐鹤关系较近，但它们并不属于恐鹤科。研究认为先前的研究误将跗跖骨的结构作为了雷鸣鸟分类的重要抓手，先前的研究只运用了很少的雷鸣鸟标本。然而一项2021年的研究再次将雷鸣鸟归入了加斯顿鸟形目。
总之，雷鸣鸟的分类充满争议，主要有：属于叫鹤目恐鹤科，属于叫鹤目姊妹群，属于基干雁形目，属于基干雁形类（加斯顿鸟形目）四种观点。雷鸣鸟的准确分类地位仍有待进一步讨论。
雷鸣鸟 描述
根据已发现的标本，雷鸣鸟身高可达2.8米。因为粗壮的骨骼，其体重可达350-400公斤或319-350公斤，然而，雷鸣鸟发现的标本间个体差异较大，基于跗跖骨的推算，一些个体之间的体型差异可以达到33％。一项对同一地区两个雷鸣鸟个体（FM-P13259和MLP-91）跗跖骨的对比表明两者跗跖骨仅存在大小差异（前者比后者小约三分之一），两者结构几乎完全一致。通常观点认为这种现象属于诸如两性异形的种间差异。但也有人认为这说明它们属于两种不同的雷鸣鸟。
雷鸣鸟是有史以来第五重的鸟，仅次于巨象鸟，驰鸟，巨型象鸟和厚鸵。
雷鸣鸟 古生物学
由于缺乏保存完好的头骨标本和标本之间的重叠，雷鸣鸟的食性仍不确定。由于先前将其视为恐鹤科的一种，一些研究认为雷鸣鸟是食腐动物。与此相应的，一些复原图给雷鸣鸟的头骨画上了具有锋利尖端的上喙，而古生物学家通常认为这种复原较为激进，因为已有的下颌标本并不具有喙尖。另一方面，一些古生物学家认为雷鸣鸟是植食动物。研究认为雷鸣鸟的下颌并不适合撕裂动物性食物。这种宽且强壮的下颌与加斯顿鸟和象鸟这种植食鸟类更为相似。同样，雷鸣鸟与恐鹤相比，雷鸣鸟缺少强壮的爪子，因此雷鸣鸟不可能像猛禽那样撕肉，这说明雷鸣鸟可能更多的取食植物性食物。根据其巨大的体型，雷鸣鸟可能生活在开阔地带，因为它们已被证明生活在圣克鲁斯组。 与胫跗骨相比，其跗跖又短又宽，表明它们的运动相对速度较慢，以此适应其巨大的体型。
鲍勃·廷宁
鲍勃·廷宁（英語：，1925年12月25日—2001年5月19日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
欧内斯特·查普曼
欧内斯特·查普曼（英語：，1926年4月11日—2013年3月21日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
默文·芬利
默文·芬利（英語：，1925年6月17日—2014年7月2日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
尼姆罗德·格林伍德
尼姆罗德·格林伍德（英語：，1929年10月28日—2016年9月9日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
戴维·安德森 (赛艇运动员)
戴维·安德森（英語：，1932年4月8日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年和1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1952年奥运会获得一枚铜牌。
杰夫·威廉森
杰夫·威廉森（英語：，1923年7月10日—2009年9月17日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年和1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1952年奥运会获得一枚铜牌。
請發送粉絲信
《請發送粉絲信》（韓語：，英語：）為韓國MBC於2022年11月18日起播出的金土連續劇。本劇由《現在開始是Showtime！》的副導演鄭尚熙執導，新人朴泰陽編劇執筆。劇情講述面臨演藝界人生中最大危機的女演員韓江熙（秀英飾）和必須通過回復假粉絲信來守護女兒粉絲心的男人方正錫（尹博飾）之間的浪漫喜劇。此劇劇本曾在2021年MBC劇本徵集活動上獲得優秀作品賞。
平衡流
在大气科学和海洋科学中，平衡流是大气与海洋运动的理想化模型。理想化之处在于考虑具有恒定密度的一个孤立流体质点的行为，它在水平面上的运动受到选定的作用力的影响，最后达到近似平衡。平衡流分析往往以大气运动作为对象，在少数情况下也可以应用到海洋流动的分析中。
平衡流通常是实际气流的准确近似值，有助于提高对大气运动的定性理解和解释。特别是，平衡流的速度可以用作对地球表面特定气压分布之下的风速的估计。
平衡流 自然坐标系中的动量方程
动量方程主要是为获取在水平面上流体质点运动的一般轨迹的方程。流体质点的位置由它在时间t所经过的轨迹s = s ( t ) 上的距离定义。然而，实际上，轨迹是作用在质点上的力平衡的结果。在本节中，为了方便表示，我们假设从一开始就知道轨迹的位置。当我们考虑由接下来选择的力所决定的运动时，我们将知道哪种类型的轨迹适合特定的力平衡。
位置s处的轨迹有一个切线单位向量s ，它始终指向s'增长方向，以及一个垂直于s的单位向量n ，它指向局部曲率中心 O。曲率中心位于弯道的“内侧”，并且可以根据其形状在轨迹的任一侧移动。宗地位置与曲率中心之间的距离是该位置的曲率半径R。曲率半径在轨迹变直的点处接近无限长，并且在这种特殊情况下未确定n的正方向（在地转流中讨论）。参考系 ( s, n ) 由图中的红色箭头表示。这个框架被称为自然的或内在的，因为轴不断地适应移动的气块，因此它们与它的命运最密切相关。
速度矢量 ( V ) 的方向与s类似，并且具有速率V = d s /d t 。这个速率总是一个正数，因为任何包裹都沿着自己的轨迹移动，并且随着时间的增加（d t >0），踩踏的长度也会增加（d s >0）。
平衡流 自然坐标系中的动量方程
气块的加速度矢量分解为平行于s的切向加速度和沿正n的向心加速度。切向加速度仅改变速度V并且等于 D V /D t ，其中D/Dt表示物质导数。向心加速度始终指向曲率中心 O 并且仅在包裹移动时改变向前位移的方向s 。
在平衡流理想化中，我们考虑三向力平衡：
气压梯度力。这是由于周围大气气压p的空间差异对气块产生的作用。（时间变化不重要) 气压的空间变化通过等压线可视化，等压线是连接气压具有相同值的位置的等高线。在图中，这由等距的直线简单地表示。作用在气块上的气压减去p的梯度向量（符号为： grad p ）——在图中绘制为蓝色箭头。在所有点上，气压梯度都指向p最大增加的方向，并且始终垂直于该点的等压线。由于流动包感受到从较高气压到较低气压的推动，因此有效气压梯度力与气压梯度方向相反，因此出现梯度矢量之前的负号。
平衡流 自然坐标系中的动量方程
科里奥利力。由于地球的自转，这一作用往往会使任何在北（南）半球行进的物体向其右（左）移动。其每单位质量的强度与速度V成正比，并且从赤道（其为零）向两极增加的幅度与当地的科里奥利频率f （赤道以北的正数和负的南部）成正比。因此，科里奥利矢量总是指向侧面，即沿n轴。它在平衡方程中的符号可能会改变，因为n的正方向仅根据其曲率在轨迹的左右翻转，而科里奥利矢量根据数据包在地球上的位置指向任一侧。科里奥利力的精确表达比科里奥利参数和气块速度的乘积要复杂一些。然而，这种近似与忽略了地球表面的曲率是一致的。
在图中绘制的虚拟情况下，气压差将气块沿轨迹向前推，并相对于弯道向内；科里奥利力将北（南）半球的弯道向内（向外）推；摩擦力（必然）向后迟滞。
对于气块的动态平衡，加速度的任一分量乘以气块的质量等于作用在同一方向上的外力的分量。由于气块的平衡方程是用自然坐标编写的，因此单位质量水平动量的分量方程表示如下：分别在前向和侧向方向，其中 ρ 是空气的密度。
这些项可以分解如下：
在下面的讨论中，我们考虑稳态流动。因此，速度不能随时间变化，产生切向加速度的分力需要总和为零。换句话说，主动和阻力必须在向前的方向上平衡，以便 .重要的是，还没有假设右侧的力在那里是显着的还是可以忽略不计的。此外，轨迹和流线在稳态条件下重合，并且成对的形容词切向/正常和流向/交叉流变得可以互换。切向加速度不可忽略的大气流动称为等压流动。
速度方向仍然可以沿着轨迹在空间中改变，不包括惯性流，由气压模式设定。
平衡流 总体框架
省略切向和法向平衡方程中的特定项，我们得到以下五种理想化流动之一：反三向流动、地转流动、旋衡流动、惯性流动和梯度流动。对应大气科学中的五种风：逆转风、地转风、旋衡风、惯性风和梯度风。通过对剩余项的平衡进行推理，我们可以明白：
以下是/否表显示了在每个理想化中考虑了哪些贡献。为了完整起见，还提到了埃克曼层的模式化，并单独处理，因为它涉及空气的内部摩擦，而不是空气和地面之间的摩擦。
据说这些方程适用于在水平面上移动的空气块。事实上，当人们考虑一列大气时，很少出现空气密度在整个高度上都相同的情况，因为温度和水分含量，因此密度，确实会随着高度而变化。这样一列中的每个包裹都根据其自身高度的空气属性移动。
只要较轻的空气在较重的空气顶部稳定分层会导致分层良好的空气层，均匀的空气层可能会一层一层地滑动。但是，如果某些空气恰好比周围的空气重/轻，则确实会发生垂直运动并反过来改变水平运动。在自然界中，下降气流和上升气流有时会比平行于地面的运动更迅速、更强烈。平衡流方程不包含代表下沉/浮力作用的力或速度的垂直分量。
平衡流 总体框架
还要考虑气压通常是通过地面/海平面附近的仪器（气压计）测得的。普通天气图的等压线汇总了这些气压测量值，并根据平均海平面调整了在某一特定时间的呈现一致性。这些数值代表了空气柱顶的重量，并不表示空气比重的变化细节。此外，根据伯努利定理，如果空气发生显著的垂直运动，测得的气压并不完全是气柱的重量。因此，通过测量值并不能真正知道作用在不同高度的单个空气块上的气压。在平衡流动公式中使用表面气压图中的信息时，最好将力视为施加于整个空气柱。
然而，在靠近地面/海洋的地方，每个气柱中总是会出现一个空气速度差异，如果任何地方的空气密度相同并且没有发生垂直运动，也是如此。在那里，接触面的粗糙度减缓了上方的空气运动，这种减速效果随着高度的增加而逐渐减弱。例如，参见行星边界层。摩擦反绊流适用于地面附近，而其他模式适用于离地面足够远的地方，不会感觉到它的“制动”效果（自由气流）。这是在概念上保持两个组分开的原因。从低引用模式到高引用模式的过渡由类似埃克曼层的模式连接，其中空气对空气的摩擦、科里奥利和气压处于平衡状态。
平衡流 总体框架
总之，平衡流速度很好地适用于可以被视为均匀（恒定密度，无垂直运动）或最多稳定分层（非恒定密度，但没有垂直运动）的空气柱。如果我们无法验证这些情况的发生，估计就会出现不确定性。由于摩擦力的开关处理，他们也无法描述整个气柱从与地球的接触表面到外层大气的运动。
即使气柱在高度上是均匀的，每个气柱的密度也会因位置而异，首先因为气团的温度和水分含量因来源而异；然后由于气团在流过地球表面时会改变它们的特性。例如，在温带气旋中，围绕低压循环的空气通常带有一个温度较高的扇区，该扇区楔入较冷的空气中。气旋循环的梯度流动模型不能兼容这些特征。
平衡流模式可用于估计覆盖地球表面几个纬度的气流中的风速。然而，在这种情况下，假设恒定的科里奥利参数是不现实的，可以局部应用平衡流速。将罗斯贝波作为纬度变化动态有效的示例。
平衡流方法确定了从平衡气压模式得出的典型轨迹和稳态风速。实际上，气压模式和气团的运动是联系在一起的，因为气团在某处的积累（或密度增加）会增加地面气压，反之亦然。任何新的气压梯度都会导致新的空气置换，从而导致连续的重新排列。正如天气本身所表明的那样，稳态条件是例外的。
平衡流 总体框架
由于摩擦力、气压梯度和科里奥利力不一定平衡，气团实际上会加速和减速，因此实际速度也取决于其过去的值。如下所示，平衡流中气压场和流动轨迹的整齐排列，无论是平行还是成直角，都是基于稳定流动的假设。
稳态平衡流方程首先没有解释流动是如何运动的。此外，如果气压场变化得足够快，平衡流速无法帮助长距离跟踪气块，这仅仅是因为气块在移动时感受到的力发生了变化。与遵循原始气压场的情况相比，粒子将最终到达其他地方。
总之，平衡流方程给出了一致的稳态风速，可以估计特定时刻和特定地点的情况。从长远来看，这些速度不能可靠地用于了解空气向何处移动，因为强迫自然变化或轨迹相对于气压场是倾斜的。
平衡流 逆流
逆流描述了在空间变化的气压场中的稳态流动，当
这个名字来自希腊语“anti”（反对，反）和“triptein”（摩擦）——意思是这种流动通过反摩擦来进行。
在流向动量方程中，摩擦力平衡了气压梯度分量而不是可忽略的（因此K ≠0）。气压梯度矢量仅由沿轨迹切线s的分量构成。
沿流向的平衡决定了逆向速度为正速度是由逆流沿着气压场的向下斜率移动的事实保证的，因此在数学上 .假设乘积KV是恒定的且 ρ 保持不变，则p会随s线性变化，并且轨迹是这样的，即包裹在覆盖相等距离时感受到相等的压降。 （当然，当使用非线性摩擦模型或在空间中变化的摩擦系数以允许不同的表面粗糙度时，这会发生变化。 )
在横流动量方程中，科里奥利力和法向气压梯度都可以忽略不计，导致没有净弯曲作用。作为离心项当速度不为零时消失，曲率半径趋于无穷大，轨迹必须是直线。此外，轨迹垂直于等压线，因为 .由于这种情况发生在n方向是等压线的方向时，所以s垂直于等压线。因此，反三等压线需要是等距的圆或直线。
平衡流 逆流
反三流可能是五种平衡流理想化中使用最少的，因为条件非常严格。然而，它是唯一一个下面的摩擦被认为是主要贡献的。因此，反三向模式适用于发生在地球表面附近的流动，即在称为恒定应力层的区域中。
实际上，恒定应力层中的流动也有一个平行于等压线的分量，因为它通常是由更快的流动驱动的。这是由于所谓的高报价下的自由空气流，往往平行于等压线，以及中间报价的埃克曼流，这导致自由空气速度降低和方向转向，同时接近表面。
由于科里奥利效应被忽略，反三向流动要么发生在赤道附近（与运动的长度尺度无关），要么除非流动的埃克曼数很大（通常用于小尺度过程）才能发生在其他地方，而不是出现地转流动。
反三向流可用于描述一些边界层现象，例如海风、埃克曼泵送和大平原的低空急流。
平衡流 地转流
地转流描述了空间变化气压场中的稳态流动，当
这种情况称为地转平衡。 “geostrophic”这个名字源于希腊语“ge”（地球）和“strephein”（转动）。这种词源并不暗示轨迹的转向，而是绕地球旋转。
在流向动量方程中，可忽略的摩擦由K = 0 表示，对于稳态平衡，可忽略的流向气压随之而来。
速度不能由这个平衡来决定。然而， 意味着轨迹必须沿着等压线运行，否则移动的包裹将经历气压变化，就像反三向流一样。因此，只有当等压线首先是直线时，才可能发生弯曲。因此，地转流表现为沿着这些等压线引导的流。
在横流动量方程中，不可忽略的科里奥利力由气压平衡，以使包裹不会受到任何弯曲作用。由于轨迹不弯曲，因此无法确定n的正方向，因为缺少曲率中心。在这种情况下，法线向量分量的符号变得不确定。然而，气压无论如何都必须完全抵消科里奥利力，因此空气团需要随着科里奥利力移动，这与气压的横向减小斜率相反。因此，不管形式上设置单位向量n的不确定性如何，包裹在北（南）半球的左（右）总是以较低的气压行进。
平衡流 地转流
地转速度为地转速度的表达类似于反三向速度的表达：这里的速度由沿着（而不是穿过）等压线发展的轨迹上（而不是沿着）轨迹的气压梯度的大小决定。
建模者、理论家和业务预报员经常使用地转/准地转近似。因为摩擦力不重要，地转平衡适合在地表上方足够高处的流动。因为科里奥利力是相关的，所以它通常适合具有较小罗斯贝数的过程，通常具有较大的长度尺度。与反三流条件相反，小埃克曼数的流动也实现了地转条件。
地转条件经常在明确的高压和低压对之间发展；或者主要的地转流两侧有几个高压和低压区域（见图）。尽管平衡流动方程不允许内部（空气对空气）摩擦，但地转流和附近旋转系统中的流动方向也与它们之间的剪切接触一致。
地转流的速度大于（小于）在具有相同气压梯度的低压（高压）周围的弯曲流中的速度：这个特征可以通过更一般的梯度流模式化来解释。这有助于将地转速度用作更复杂布置的粗略估计。
显示的术语和气压图表明地转流可以描述相当大尺度的大气运动，尽管实际情况不一定如此。
平衡流 旋衡流
旋衡流（cyclostrophic flow）描述了在空间变化的气压场中的稳态流动，当
轨迹确实弯曲。 “cyclostrophic”这个名字源于希腊语“kyklos”（圆圈）和“strephein”（转身）。
与地转平衡一样，流动是无摩擦的，对于稳态运动，轨迹遵循等压线。
在横流动量方程中，只去掉了科里奥利力，所以向心加速度就是单位质量的横流气压这意味着轨迹受到弯曲作用，并且旋衡速度为因此，旋衡速度由轨迹上气压梯度的大小和等压线的曲率半径决定。流动速度更快，离曲率中心越远，尽管不是线性的。
交叉流动量方程的另一个含义是旋衡流只能在低压区域旁边发展。这隐含在平方根下的数量为正的要求中。回想一下，旋衡轨迹被发现是等压线。只有当气压从曲率中心向外增加时，气压导数是负的并且平方根是明确定义的——因此曲率中心的气压必须很低。上面的数学没有给出旋转最终是顺时针还是逆时针的线索，这意味着最终的排列是关系中不允许的效应的结果，即父单元的旋转。
平衡流 旋衡流
当科里奥利力和摩擦力都可以忽略不计时，即对于具有大罗斯贝数和小埃克曼数的流动，旋衡流是现实的。科里奥利效应在低纬度或更小尺度上通常可以忽略不计。在诸如龙卷风、沙尘暴和水龙卷等系统中可以实现旋转平衡。回旋速度也可以看作是梯度平衡速度的贡献之一，如下所示。
在使用旋衡风模式化的研究中，Rennó 和 Bluestein 使用旋衡速度方程来构建水龙卷理论；和 Winn、Hunyady 和 Aulich 使用旋衡风近似计算 1995 年 6 月 8 日在德克萨斯州艾利森附近经过的大型龙卷风的最大切向风。
平衡流 惯性流
惯性流（inertial flow）与所有其他流动不同，惯性平衡意味着均匀的气压场。在这个理想化模型中：
剩下的力就是科里奥利力，它使得轨迹产生曲率。
如前所述，稳态条件下的无摩擦流动意味着 .但是，在这种情况下，等压线首先没有定义。我们无法从气压场的排列中得出任何关于轨迹的预期。
在横流动量方程中，省略气压后，向心加速度为单位质量的科里奥利力。符号歧义消失了，因为弯曲完全由科里奥利力决定，该力使弯曲的一侧不受挑战 - 所以这个力总是一个正号。惯性旋转将在北（南）半球顺时针（逆时针）。动量方程：
可以推出惯性速度一旦给出了另一个，惯性速度方程仅有助于确定速度或曲率半径。这种运动产生的轨迹也称为惯性圆。平衡流模型没有给出惯性圆的初始速度的任何线索，它需要由一些外部扰动触发。
由于大气运动主要是由气压差引起的，惯性流在大气动力学中不是很适用。然而，惯性速度似乎对梯度速度的解有贡献（见下文）。此外，在洋流中观察到惯性流动，由于密度较高，与空气相比，流动受气压差的驱动较少——惯性平衡可以在海洋较深处发生，使得由表面风向下传递的摩擦力基本可以忽略。
平衡流 梯度流
梯度流（gradient flow）是地转流的延伸，因为它也考虑了曲率，使其更准确地近似于高层大气中的流动。然而，数学上梯度流稍微复杂一些，地转流可能相当准确，所以梯度近似并不经常被提及。
梯度流也是旋衡流的延伸，因为它允许科里奥利力的影响，使其适用于任何罗斯贝数的流动。最后，它还是惯性平衡的延伸，因为它允许气压梯度力来驱动流动。
与除反三向平衡外的所有平衡一样，在流向动量方程中忽略了摩擦力和气压，因此它遵循流动平行于等压线。
将完整的交叉流动量方程求解为V的二次方程，得到并非所有梯度风速的解都会产生物理上合理的结果：由于速度的定义，右侧作为一个整体需要为正；并且平方根下的数量必须是非负的。第一个符号歧义来自科里奥利力和单位向量n的相互方向，而第二个来自平方根。
接下来讨论气旋和反气旋环流的重要情况。
平衡流 梯度流
对于常规气旋（气压低点周围的空气循环），气压是向内的（正项），科里奥利力是向外的（负项），与半球无关。交叉轨迹动量方程为两边除以| f | V ，可发现：其中气旋梯度速度V小于相应的地转速度，不太准确的估计，并且随着曲率半径的增长（随着惯性速度趋于无穷大）自然地接近它。因此，在旋风分离器中，与地转速度的无曲率值相比，曲率会减慢流动速度。气旋方程的正根是显然根号内的项总是非负的值。
在反气旋（气压高点周围的空气循环）中，无论半球如何，科里奥利力总是向内（和正），而气压总是向外（和负）。交叉轨迹动量方程为两边除以| f | V ，我们得到从而反气旋梯度速度V大于地转值并随着曲率半径变大而接近它。因此，在反气旋中，与（地转）无曲率值相比，等压线的曲率会加速气流。
V 有两个正根，但唯一符合地转条件限制的一个是这就要求。这个条件可以转化为这样的要求：给定一个在一定纬度上具有恒定气压斜率的高压区，在高压区周围一定有一个没有风的圆形区域。在其圆周上，空气以相应惯性速度的一半（以旋衡速度）运动，半径为通过解决R的上述不等式获得。在这个圆之外，随着曲率半径的增加，速度降低到地转值。这个半径的宽度随着气压梯度的强度而增长。
梯度流可用于研究围绕具有小罗斯贝数的高压和低压中心旋转的大气流动。这是围绕气压中心的流动曲率半径较小的情况，并且地转流动不再以有用的准确度应用。
平衡流 平衡流流速比较
在相同条件下，每个平衡流理想化都会对风速给出不同的估计。在这里，我们主要关注在高层大气中有效的模式。
首先，假设有一块空气样本在海面以上 500 米处流动，因此摩擦效应已经可以忽略不计。平均海平面以上 500 米处（干燥）空气的密度为 1.167 kg/m 3根据其状态方程。
其次，让驱动流动的气压用变化率来衡量，取为 1hPa/100公里（平均值）。回想一下，重要的不是气压的值，而是它在轨迹上变化的斜率。该斜率同样适用于直线等压线（地转流）或弯曲等压线（旋衡和梯度流）的间距。
第三，让包裹在 45 度的纬度上移动，无论是在南半球还是北半球——所以科里奥利力在使用 0.000115 赫兹的科里奥利参数时起作用。
平衡流速也随着轨迹/等压线的曲率半径 R 而变化。在圆形等压线的情况下，如示意图旋风分离器和反旋风分离器，曲率半径也是分别与低压和高压的距离。
取其中两个这样的距离 R ： 100公里和 300km，速度为（m/s）
平衡流 平衡流流速比较
该图表显示了在上面选择的条件下以及随着曲率半径的增加，不同的速度如何变化。
地转速度（粉红色线）完全不依赖于曲率，它表现为一条水平线。然而，随着曲率半径变得无限大，气旋和反气旋的梯度速度接近它——地转平衡确实是梯度流动的极限情况，用于消失的向心加速度（即气压和科里奥利力完全平衡）。
旋衡速度（黑线）从零开始增加，其与 R 的增长率小于线性。实际上，无限的速度增长是不可能的，因为支持流动的条件在一定距离处发生了变化。还记得旋衡条件适用于小规模过程，因此外推到更高的半径在物理上没有意义。
与我们选择的气压梯度无关的惯性速度（绿线）从零开始线性增加，并且很快变得比其他任何速度都大得多。
梯度速度带有两条曲线，适用于低气压（蓝色）和高气压（红色）附近的速度。随着半径的增加，气旋环流中的风速从零开始增长，并且始终小于地转估计值。
在反气旋循环的例子中，260km 的距离内没有风（点 R*）——这是高压周围无风/低风的区域。在该距离处，第一个反气旋风的速度与旋衡风相同（Q 点），是惯性风（P 点）速度的一半。离点 R* 越远，反气旋风就越慢，并以越来越大的速度接近地转值。
平衡流 平衡流流速比较
曲线中还有另一个值得注意的点，标记为 S，其中惯性、旋衡和地转速度相等。 S 处的半径始终是 R* 的四分之一，即 65 公里处。
图解的一些限制也变得明显。例如，随着曲率半径沿子午线增加，纬度的相应变化意味着科里奥利参数的不同值，进而意味着力。相反，如果半径沿平行线，科里奥利力保持不变。所以，在循环流动的情况下，包裹的速度不太可能围绕整圈不及时变化，因为空气包裹在穿越不同纬度时会感受到不同强度的科里奥利力。此外，气压场很少采用整齐的圆形等压线形状，在整个圆圈周围保持相同的间距。此外，重要的密度差异也出现在水平平面中，例如当较暖的空气加入气旋环流时，从而在冷锋和暖锋之间形成了一个暖区。
菲尔·凯泽
菲尔·凯泽（英語：，1922年5月13日—2015年7月15日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
惯性风
在大气科学与海洋科学中，惯性风或惯性平衡或惯性流指流体运动时仅考虑离心力与科里奥利力（惯性力、科氏力）的平衡。常见例子如深海漩涡。详细内容请移步词条平衡流。
爱德华·佩因
爱德华·佩因（英語：，1925年7月15日—2000年1月6日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1952年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
迈克尔·艾克曼
迈克尔·艾克曼（英語：，1933年9月9日—2005年2月16日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
讓-克勞德·范登·艾登
讓-克勞德·范登·艾登（法語：，1947年8月26日—）是一位比利時鋼琴家。
讓-克勞德·范登·艾登 生平
讓-克勞德·范登·艾登在非常年轻時就進入布鲁塞尔皇家音乐学院就讀，師從於Eduardo Del Pueyo。1964年他以16歲之齡在著名的伊丽莎白女王比赛中获得三等奖。
得獎后，他受邀與各大樂團合作演奏，其中包括圣彼得堡交响乐团、皇家爱乐乐团、比利时国家管弦乐团、卢森堡广播电视管弦乐团（RTL）、海牙驻地乐团、I Fiamminghi 、布达佩斯的弗朗茨李斯特管弦乐团等團體，所合作的指揮則有Paul Kletzki、鲁道夫·巴尔沙伊與尤里·捷米爾卡諾夫等人。讓-克勞德·范登·艾登演奏的曲目非常广泛，在室内乐领域，他同何塞·凡·丹姆、奧古斯丁·杜梅、Miriam Fried、Silvia Marcovici、Gérard Caussé、Michaela Martin、Walter Boeykens、Frans Helmerson、伊萨伊四重奏、梅洛斯四重奏、埃内斯科四重奏等團體與個人均有合作。
讓-克勞德·范登·艾登 生平
讓-克勞德·范登·艾登是伊丽莎白女王比赛以及其他主要国际比赛的的正式评委之一。足跡遍佈各音樂节日：Korsholm、Prades and La Chaise-Dieu、Umea和Stavelot等。
讓-克勞德·范登·艾登現為布鲁塞尔皇家音乐学院榮譽教授，並繼續任教於伊丽莎白女王音乐教堂。他的一些学生在樂壇亦有一席之地。
讓-克勞德·范登·艾登是Eduardo Del Pueyo中心的艺术总监。這所機構是1977年由Del Pueyo所建立的，2004年他將之重組，親自擔任總監迄今。他目前是比利時蕭邦基金會的榮譽主席與音樂顧問。
讓-克勞德·范登·艾登 作品
他的拉威尔钢琴独奏全集录音，格里格和德·赫里夫的协奏曲录音（世界首演），以及Richard Addinsell、Didier Van Damme、纪尧姆·勒克、约翰内斯·勃拉姆斯等錄音受到好評。
弗雷德·柯卡姆
弗雷德·柯卡姆（英語：，1937年4月5日—2007年10月25日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
阿德里安·蒙格
阿德里安·蒙格（英語：，1932年12月6日—2016年7月10日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
加思·曼顿
加思·曼顿（英語：，1929年12月16日—2024年2月1日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
沃尔特·豪厄尔
沃尔特·豪厄尔（英語：，1929年12月17日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年和1960年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1956年奥运会获得一枚铜牌。
哈罗德·休伊特
哈罗德·休伊特（英語：，1938年9月2日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
吉姆·豪登
吉姆·豪登（英語：，1934年9月4日—1993年10月10日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
布赖恩·多伊尔
布赖恩·多伊尔（英語：，1930年8月18日—2008年6月1日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手铜牌。
梯度风
大气科学与海洋科学中，如果流体（气团、海水）质点轨迹曲率较大，则向心加速度显著，切向加速度可以忽略。当流体质点运动速率保持不变时，将出现匀速圆周运动，这时水平气压梯度力、水平科氏力（科里奥利力）与离心力相平衡，这种平衡运动称为梯度风（梯度流，gradient flow）。
类似于地转风，梯度风也是对大气运动的一种理想化。实际大气运动不一定符合梯度风条件。实际应用场景中，梯度风相对地转风也较复杂，较少用。
纳尔逊·库恩
纳尔逊·库恩（英語：，1937年7月7日—），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1960年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
约翰·莱基
约翰·莱基（英語：，1940年8月29日—2003年2月25日），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1960年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
重力内波
内波是在流体介质内而不是在其表面上振荡的重力波。为了存在，流体必须分层：由于例如温度和/或盐度的变化，密度必须随深度/高度而变化（连续或不连续）。如果密度在很小的垂直距离内发生变化（如湖泊和海洋中的温跃层或大气逆温），波像表面波一样水平传播，但速度较慢，由流体的密度差决定界面下方和上方。如果密度连续变化，波可以垂直传播，也可以水平传播通过流体。
重力内波
内波，一般也称为重力内波，根据流体分层、产生机制、幅度和外力的影响而有许多其他名称。如果沿密度随高度迅速降低的界面水平传播，则它们被特别称为界面（内部）波。如果界面波振幅很大，则称为内部孤立波或内部孤立子。如果在大气中垂直移动，空气密度的显著变化会影响它们的动力学，内波就被称为非弹性（内部）波。如果是由流过地形产生的，内波就被称为背风波或山波。如果山浪冲破高空，内波会在地面产生强烈的暖风，称为奇努克风（在北美）或焚风（在欧洲）。如果通过海底脊或大陆架上的潮汐流在海洋中产生，内波就被称为内部潮汐。如果它们与地球的旋转频率相比演化缓慢，以至于它们的动力学受到科里奥利效应的影响，内波就被称为惯性重力波，或者简单地说，惯性波。内波通常有别于罗斯贝波，后者受科里奥利频率随纬度变化的影响。
重力内波 内波的可视化
通过缓慢地前后倾斜一瓶沙拉酱，可以很容易地在厨房中观察到内波 - 波存在于油和醋之间的界面处。
大气内波可以通过波云来可视化：在波峰处，空气在相对较低的压力下上升和冷却，如果相对湿度接近 100%，则会导致水蒸气凝结。由于流过山丘而显示内部波的云被称为透镜状云，因为它们的外观类似透镜。不太引人注目的是，一列内波可以通过被描述为人字形天空或鲭鱼形天空的波纹云图案来可视化。雷暴的冷空气外流可以在大气逆温时发射大振幅的内部孤立波。在澳大利亚北部，这些会产生牵牛花云，一些冒失鬼用它来滑行，就像冲浪者乘着海浪一样。澳大利亚和其他地方的卫星显示，这些波浪可以跨越数百公里。
海洋温跃层的起伏可以通过卫星观察到，因为波浪会增加水平流汇聚处的表面粗糙度，这会增加阳光的散射（如本页顶部的图像所示，潮汐流通过海洋时产生的波浪，拍摄于直布罗陀海峡上空）。
重力内波 浮力，降低重力和浮力频率
根据阿基米德原理，浸没物体的重量会减少它所排开的流体的重量。这适用于密度的流体包裹被高密度的环境流体包围 .它每单位体积的重量是, 其中是重力加速度。除以特征密度， , 给出了减少重力的定义：
如果, 是正数，但通常远小于 .因为水的密度比空气大得多，所以表面重力波对水的置换几乎可以感受到全部的重力（  ）。将较暖的表面与较冷的深水分开的湖温跃层的位移，感受到通过降低的重力表达的浮力。例如，冰水和常温水的密度差是水的特征密度的0.002。所以减少的重力是重力的0.2%。正是由于这个原因，内波相对于表面波以慢速运动。
虽然降低的重力是描述界面内波浮力的关键变量，但使用不同的量来描述密度随高度变化的连续分层流体中的浮力：  .假设一个水柱处于流体静力平衡状态和一小块有密度的流体垂直位移一小段距离 。浮力恢复力导致垂直加速度，由 给出
这是弹簧方程，其解预测振荡垂直位移约与浮力频率给出的频率有关的时间：
上述论点可以推广到预测频率， , 沿线以一定角度摆动的流体包裹垂直：
.
这是为恒定相位线呈一定角度的内波编写色散关系的一种方法到垂直。特别是，这表明浮力频率是允许的内波频率的上限。
重力内波 内波的数学建模
内波理论在界面波和垂直传播内波的描述上有所不同。这些在下面分别处理。
在最简单的情况下，考虑一种两层流体，其中有一块密度均匀的流体覆盖在一块密度均匀的流体上 .任意取两层之间的界面位于假定上层和下层的流体是无旋的。所以每一层的速度由速度势的梯度给出， 势本身满足拉普拉斯方程：
假设域是无界且二维的（在平面），并假设波是周期性的带波数每一层的方程都简化为一个二阶常微分方程 .坚持有界解，每一层的速度势为
以及
和波的幅度和它的角频率。在推导这种结构时，在需要质量和压力连续性的界面处使用了匹配条件。这些条件也给出了色散关系：
其中减少的重力是基于上下层的密度差：
其中为地球引力。注意色散关系与深水表面波的色散关系相同，通过设置
重力内波 内波的数学建模
假设流体不可压缩且背景密度变化很小（ Boussinesq 近似），通过求解线性化的质量、动量和内能方程，可以得到均匀分层流体中内波的结构和色散关系.假设波在 xz 平面中是二维的，则相应的方程为
其中是扰动密度， 是压力，并且是速度。环境密度随高度线性变化，由下式给出和 ，一个常数，是特征环境密度。
求解形式为波的四个未知数中的四个方程给出色散关系
其中是浮力频率和是波数矢量与水平面的夹角，也是恒定相位线与垂直方向的夹角。
从色散关系中得到的相速度和群速度预测了它们是垂直的并且相速度和群速度的垂直分量具有相反符号的异常性质：如果波包向上向右移动，波峰向下向右移动。
重力内波 海洋中的内波
大多数人认为波浪是一种表面现象，它作用于水（如湖泊或海洋）和空气之间。在海洋中低密度水覆盖高密度水的地方，内波沿边界传播。它们在世界海洋的大陆架区域尤其常见，在大河流出口处咸水覆盖咸水的地方。除了可以在波谷上形成的光滑带外，通常几乎没有波浪的表面表现。
内波是一种叫做死水的奇怪现象的来源，1893 年挪威海洋学家弗里德乔夫·南森首次报道了这种现象，在这种现象中，一艘船在表面平静的情况下可能会遇到向前运动的强大阻力。当船在一层相对较淡水的水域航行时，就会发生这种情况，该水域的深度与船的吃水相当。这会引起内波的尾流，从而耗散大量能量。
重力内波 内波的性质
内波通常比表面重力波具有更低的频率和更高的振幅，因为流体内的密度差异（以及因此的恢复力）通常要小得多。波长从厘米到千米不等，周期分别为几秒到几小时。
大气和海洋不断分层：势密度一般会稳步向下增加。连续分层介质中的内波可以垂直传播也可以水平传播。这种波的色散关系很奇怪：对于自由传播的内部波包，能量的传播方向（群速度）垂直于波峰和波谷的传播方向（相速度）。由于不同的分层或风，内波也可能被限制在高度或深度的有限区域内。在这里，波被认为是被引导的或被捕获的，并且可能形成垂直驻波，其中群速度的垂直分量接近于零。导管内波模式可以水平传播，具有平行的群和相速度矢量，类似于波导内的传播。
在大尺度上，内波既受地球自转的影响，也受介质分层的影响。这些地球物理波动的频率从科里奥利频率的下限（惯性流）到Brunt-Väisälä 频率或浮力频率（浮力振荡）不等。在Brunt-Väisälä 频率以上，可能会出现渐逝的内部波动，例如由部分反射引起的波动。潮汐频率的内波是由地形/测深上的潮汐流产生的，被称为内潮汐。类似地，大气潮汐产生于例如与昼夜运动相关的非均匀太阳加热。
重力内波 浮游幼虫的上岸
跨陆架运输，即沿海和近海环境之间的水交换，因其在将海洋浮游幼虫从共享的近海幼虫池中运送到通常不同的成年种群中的作用而受到特别关注。 已经提出了几种通过内波对浮游幼虫进行跨架的机制。每种事件的发生率取决于多种因素，包括底部地形、水体分层和潮汐影响。
与表面波类似，内波在接近海岸时会发生变化。随着波浪振幅与水深的比率变得如此，波浪“感觉底部”，波浪底部的水由于与海底的摩擦而减速。这导致波浪变得不对称并且波浪面变陡，最终波浪将破裂，作为内孔向前传播。  当潮汐经过陆架断裂时，通常会形成内波。 这些波浪中最大的一个是在大潮期间产生的，而那些足够大的波浪会破裂并作为钻孔穿过大陆架。  这些钻孔的证据是温度和盐度随深度的快速、阶梯状变化、底部附近突然出现的上坡流以及跟随钻孔前沿的高频内波包。
重力内波 浮游幼虫的上岸
与内部钻孔相关的凉爽的、以前的深水进入温暖的、较浅的水域，这与浮游植物和浮游动物浓度的急剧增加以及浮游物种丰度的变化相对应。 此外，虽然地表水和深层水的初级生产力往往相对较低，但温跃层通常与叶绿素最大层有关。这些层反过来又吸引了大量的移动浮游动物 ，内部钻孔随后将它们推向海岸。许多分类群在温暖的地表水中几乎不存在，但在这些内部钻孔中却很丰富。
虽然大幅度的内波通常会在越过大陆架断裂带后中断，但较小的波列将不间断地穿过大陆架。  在低风速下，这些内波可以通过形成与底部地形平行的宽表面浮油来证明，这些浮油随着内波向海岸前进。  内波上方的水在其波谷和上升流中汇聚和下沉，并在其波峰处发散。 与内部波槽相关的辐合带通常会积聚油和漂浮物，偶尔会随着浮油向岸边推进。  这些漂浮物还可以容纳高浓度的无脊椎动物幼虫和比周围水域高出一个数量级的鱼类。
重力内波 浮游幼虫的上岸
温跃层通常与叶绿素最大层有关。 内波代表了这些温跃层的振荡，因此有可能将这些富含浮游植物的水域向下转移，耦合底栖和中上层系统。  受这些事件影响的地区显示出较高的悬浮摄食海鞘和苔藓虫的生长速率，这可能是由于高浓度浮游植物的周期性涌入。 温跃层的周期性下降和相关的下降流也可能在浮游幼虫的垂直运输中起重要作用。
包含被束缚的反向振荡核心的大陡峭内波也可以将水团输送到岸边。 这些具有被困核心的非线性波先前已在实验室中观察到并在理论上进行了预测。 这些波在以高剪切和湍流为特征的环境中传播，并且可能从与上游更远的浅滩底部相互作用的洼地波中获取能量。 有利于产生这些波浪的条件也可能使底部的沉积物以及在深水中的底栖生物中发现的浮游生物和营养物质悬浮。
重力外波
重力外波（infragravity waves）是频率低于风波的表面重力波——包括波浪和长浪——因此对应于波谱中低于通过风直接产生的频率的部分。
重力外波是由较短周期的海浪产生的海面重力波。次重力波的振幅在浅水区最为相关，特别是在受到高振幅和长周期风浪和海浪袭击的海岸线上。风浪和海浪较短，典型的主导周期为 1 至 25 秒。相比之下，次重力波的主要周期通常为 80 到 300 秒， 这接近于海啸的典型周期，它们具有相似的传播特性，包括在深水中的极快速度。这将重力外波与正常的海洋重力波区分开来，后者是由作用于海面的风产生的，并且比产生的风慢。
无论下文讨论的其产生机制的细节如何，重力外波都是撞击重力波的这些次谐波。
严格来说，重力外波只是重力波的一个子类别，是指所有周期大于 30 秒的重力波。这可能包括潮汐和海洋罗斯贝波等现象，但常见的科学用途仅限于由风波组产生的重力波。
“重力外波”一词似乎是由沃尔特·芒克在 1950 年创造的。
重力外波 产生
两个主要过程可以解释能量从短风波到长重力外波的转移，这两个过程在浅水和陡峭的风浪中都很重要。最常见的过程是由 Munk 和 Tucker 首次观察到并由 Longuet-Higgins 和 Stewart 解释的风波列的次谐波相互作用。 因为风波不是单色的，所以它们形成了组。这些成群的波浪引起的斯托克斯漂移将更多的水输送到波浪最高的地方。波浪还以一种可以解释为力量的方式推动水：辐射应力的发散。结合质量和动量守恒，Longuet-Higgins 和 Stewart 用三种不同的方法给出了现在众所周知的结果。也就是说，平均海平面以等于组长度的波长振荡，在风浪最高的地方处于低水平，在这些波浪最低的地方处于高水平。海面的这种振荡与短波振幅的平方成正比，当群速度接近浅水波的速度时变得非常大。当底部倾斜时，这个过程的细节会被修改，这通常是靠近海岸的情况，但该理论捕捉到了在大多数情况下观察到的重要影响，即这种“冲浪节拍”的高水位随着海浪到达最低幅度。
重力外波 产生
Graham Symonds 和他的合作者后来提出了另一个过程。 为了解释长波和短波的这一阶段没有对立的一些情况，他们提出，当波浪较高时，破浪线在海浪中的位置向深水移动，可以起到造浪者的作用。看来这可能是对礁石上次重力波产生的一个很好的解释。
在珊瑚礁的情况下，重力内波周期是通过与珊瑚礁本身的共振建立的。
重力外波 影响
已经观察到沿北美太平洋沿岸产生的重力外波跨洋传播到南极洲并在那里撞击罗斯冰架。它们的频率与冰架自然频率更紧密地耦合在一起，并且它们产生的冰架运动比正常的海洋重力波膨胀幅度更大。此外，它们不会像正常的海浪那样受到海冰的影响。结果，它们会弯曲浮冰架，例如罗斯冰架；这种弯曲对冰架上的破裂有很大影响。
理查德·麦克卢尔
理查德·麦克卢尔（英語：，1935年1月20日—），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
唐纳德·普雷蒂
唐纳德·普雷蒂（英語：，1936年6月11日—），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1956年和1964年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1956年奥运会获得一枚银牌。
道格拉斯·麦克唐纳
道格拉斯·麦克唐纳（英語：，1935年5月11日—），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
劳伦斯·韦斯特
劳伦斯·韦斯特（英語：，1935年9月4日—），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
罗伯特·威尔逊 (赛艇运动员)
罗伯特·威尔逊（英語：，1935年10月14日—），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1956年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
格伦·默文
格伦·默文（英語：，1937年2月17日—2000年3月18日），加拿大男子赛艇运动员。他曾代表加拿大参加1960年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
阿尔夫·杜瓦尔
阿尔夫·杜瓦尔（英語：，1941年7月1日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1964年和1968年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1968年奥运会获得一枚银牌。
戴维·道格拉斯
戴维·道格拉斯（英語：，1947年3月16日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1968年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
惯性波
惯性波，也称为惯性振荡、惯性内波，是一种可能出现在旋转流体中的机械波。与通常在海滩或浴缸中看到的表面重力波不同，惯性波流过流体内部，而不是表面。与任何其他类型的波一样，惯性波是由恢复力引起的，并以其波长和频率为特征。因为惯性波的恢复力是科里奥利力，它们的波长和频率以一种特殊的方式相关。惯性波是横向的。最常见的是在大气、海洋、湖泊和实验室实验中观察到它们。罗斯贝波、地转流和地转风是惯性波的例子。惯性波也可能存在于旋转地球的熔融核心中。
惯性波 恢复力
惯性波通过科里奥利力恢复平衡，这是旋转的结果。准确地说，科里奥利力（与离心力一起）出现在旋转框架中，以解释这样一个框架总是在加速的事实。因此，惯性波没有旋转就无法存在。科里奥利力比绳子上的张力更复杂，与运动方向成 90° 角，其强度取决于流体的旋转速度。这两个性质导致了惯性波的特殊特性。
惯性波 特征
惯性波只有在流体旋转时才有可能，并且存在于流体的主体中，而不是在其表面。像光波一样，惯性波是横向的，这意味着它们的振动垂直于波的传播方向发生。惯性波的一个独特的几何特征是它们的相速度，它描述了波的波峰和波谷的运动，垂直于它们的群速度，它是能量传播的量度。
尽管任何频率的声波或电磁波都是可能的，但惯性波只能存在于从零到流体旋转速度两倍的频率范围内。此外，波的频率取决于其传播方向。垂直于旋转轴传播的波的频率为零，有时称为地转模式。平行于轴传播的波具有最大频率（旋转速度的两倍），中间角度的波具有中频。在自由空间中，惯性波可以以介于 0 到两倍旋转速率之间的任何频率存在。然而，一个封闭的容器可以对惯性波的可能频率施加限制，就像对任何类型的波一样。封闭容器中的惯性波通常称为惯性模式。例如，在球体中，惯性模式被迫采用离散频率，从而在不存在模式的地方留下间隙。
惯性波 惯性波的例子
任何一种流体都可以支持惯性波：水、油、液态金属、空气和其他气体。惯性波最常见于行星大气（罗斯贝波、地转风）以及海洋和湖泊（地转流）中，它们负责大部分发生的混合。受海底坡度影响的惯性波通常称为罗斯贝波。惯性波可以在实验室实验或流体旋转的工业流中观察到。惯性波也可能存在于地球的液态外核中，并且至少有一组 （页面存档备份，存于）声称存在它们的证据。同样，惯性波也可能出现在旋转的天文流中，如恒星、吸积盘、行星环和星系。
惯性波 数学描述
流体流动由Navier-Stokes 动量方程控制。流速具有粘性的流体在压力之下并以速率旋转随时间变化根据
右侧的第一项说明压力，第二项说明粘性扩散，动量方程（上图）右侧的第三项（最后一项）是科里奥利项。
准确地说， 是在旋转参考系中观察到的流速。由于旋转参考系正在加速（即非惯性系），因此这种坐标变换会产生两个附加（伪）力（如上所述）：离心力和科里奥利力。在上面的等式中，离心力作为广义压力的一部分，即 与平时的压力有关 ，取决于与旋转轴的距离 ， 有下面的关系式：
在旋转速度大的情况下，科里奥利力和离心力与其他项相比变大。相比之下，扩散和“对流导数”（左侧第二项）可以忽略不计。取两边的旋度并应用一些向量恒等式，结果得：
该方程的一类解是满足两个条件的波。首先，如果是波矢量，
也就是说，波必须是横向的，如上所述。第二，解需要频率满足色散关系
其中是旋转轴与波的方向之间的角度。这些特定的解被称为惯性波。
色散关系看起来很像动量方程中的科里奥利项——注意旋转速率和常系数2，它直接暗示了惯性波的可能频率范围，以及它们的频率对其方向的依赖性。
迈克尔·摩根
迈克尔·摩根（英語：，1946年12月19日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1968年奥运会获得一枚银牌。
彼得·迪克森 (赛艇运动员)
彼得·迪克森（英語：，1945年8月27日—2008年6月27日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1968年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
鲍勃·舍洛
鲍勃·舍洛（英語：，1943年4月9日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1964年和1968年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1968年奥运会获得一枚银牌。
加里·皮尔斯
加里·皮尔斯（英語：，1944年2月27日—），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1964年、1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1968年奥运会获得一枚银牌。
地形学
地形学（英語：）同义词为地貌学（俄語：），是对山脉地形起伏的研究， 并且可以更广泛地包括丘陵，以及一个地区高地地形的任何部分。
地形学 词源
“地形学”的英文“”源自希腊语，由geo（地球）、morphe（外表形态）、logos（论述）三词（根）构成。“地貌学”的俄语“”亦来自希腊语，“”意为“山”。早期中文一般用西方的“地形学”一词；中华人民共和国成立后，中国大陆改称苏联的“地貌学” 。
地形学 用途
山脉和高地陆块对全球气候有重大影响。例如，东非的高地地区在很大程度上决定了印度季风的强度。 在科学模型中，例如环流模型，地形定义了模型在陆地上的下边界。
当一条河流的支流或河流沿岸的定居点按“地形顺序”列出时，它们的顺序是从最高的（最靠近河流的源头）到最低的或干流（最靠近河口）。
地形学 地形降水
地形降水，也称为地形降水，是空气在遇到地势高地时被迫向上运动而产生的降水（见anabatic wind ）。这种提升可能是由两种机制引起的：
上升时，被提升的空气将膨胀并绝热冷却。上升的湿空气块的这种绝热冷却可能会将其温度降低到其露点，从而允许其中包含的水蒸气冷凝，从而形成云。如果足够多的水蒸气凝结成云滴，这些水滴可能会变得大到足以作为降水落到地面上。
地形诱发的降水是气象学家预测当地天气的主要因素。地形学可以在降水事件的类型、数量、强度和持续时间中发挥重要作用。研究人员发现，屏障宽度、坡度和上升气流速度是地形降水最佳数量和强度的主要因素。对这些因素的计算机模型模拟表明，狭窄的障碍物和更陡的斜坡会产生更强的上升气流速度，进而增强地形降水。
地形学 地形降水
在夏威夷群岛或新西兰等海洋岛屿上，地形降水是众所周知的，相比之下，岛上的大部分降雨都在迎风面，而背风面往往非常干燥，几乎像沙漠一样。这种现象导致局部平均降雨量梯度很大，沿海地区的降雨量约为每年20至30英寸（510至760），内陆高地降雨量则超过每年100英寸（2,500）。背风沿海地区特别干燥—不到每年20英寸（510 mm）（威基基）；中等高地的顶部特别潮湿—大约每年475英寸（12,100 mm）（考艾岛的Wai'ale'ale） 。
另一个著名的地形降水地区是英格兰北部的奔宁山脉，那里奔宁山脉西侧的降雨量比东侧多，因为云层（通常来自西方）被迫向上翻越山丘并导致降雨优先落于西坡。这在曼彻斯特（西部）和利兹（东部）之间尤为明显，由于12英里（19）从奔宁山脉。
艾伦·格罗弗
艾伦·格罗弗（英語：，1944年9月24日—2019年5月12日），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1964年、1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1968年奥运会获得一枚银牌。
乔·法齐奥
乔·法齐奥（英語：，1942年9月11日—2011年8月），澳大利亚男子赛艇运动员。他曾代表澳大利亚参加1968年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
劳伦斯·特里
劳伦斯·特里（英語：，1946年4月12日—），美国男子赛艇运动员。他曾代表美国参加1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1972年奥运会获得一枚银牌。
皮特·雷蒙德
皮特·雷蒙德（英語：，1947年1月21日—），美国男子赛艇运动员。他曾代表美国参加1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1972年奥运会获得一枚银牌。
1811年精神病人婚姻法令
《1811年精神病人婚姻法令》（英語：）是在英國國王佐治三世在位期間實施的英國國會法令，旨在「防止精神病人結婚」（to prevent the marriage of Lunatics），並使法令生效日期之前、當日或之後所有與精神病人締結的婚姻，不論是否為婚前獲診斷，「就所有用意及目的而言，均屬作廢及無效」（null and void to all intents and purposes whatsoever）。
1811年精神病人婚姻法令
Whereas an Act was made in the Parliament of Great Britain in the fifteenth year of the reign of his late Majesty King George the Second to prevent the marriage of lunatics: And whereas it is expedient that the provisions of the said Act should be extended to Ireland: Be it therefore enacted by the King’s most excellent Majesty, by and with the advice and consent of the lords spiritual and temporal, and commons, in this present Parliament assembled, and by the authority of the same, that from and after the expiration of ten days after the passing of this Act, in case any person who has been or at any time hereafter shall be found a lunatic by any inquisition taken or to be taken by virtue of a commission under the great seal of Great Britain or the great seal of Ireland respectively, or any lunatic or person under a phrenzy, whose person and estate by virtue of any Act of Parliament now or hereafter shall be committed to the care and custody of particular trustees, shall marry before he or she shall be declared of sane mind by the lord high chancellor of Great Britain or Ireland or the lord keeper or lords commissioners of the great seal of Great Britain or Ireland for the time being or such trustees as aforesaid or the major part of them respectively, as the nature of the case shall require, every such marriage shall be and is hereby declared to be null and void to all intents and purposes whatsoever.
1811年精神病人婚姻法令
2021年，該法令於《2015年受助作決定（行為能力）法令》（Assisted Decision-Making (Capacity) Act 2015）生效日期當日被完全廢除。
比尔·霍布斯
比尔·霍布斯（英語：，1949年7月30日—2020年1月4日），美国男子赛艇运动员。他曾代表美国参加1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1972年奥运会获得一枚银牌。
吉恩·克拉普
吉恩·克拉普（英語：，1949年11月19日—），美国男子赛艇运动员。他曾代表美国参加1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，获得男子八人单桨有舵手银牌。
克利夫·利文斯顿
克利夫·利文斯顿（英語：，1947年5月24日—），美国男子赛艇运动员。他曾代表美国参加1968年和1972年夏季奥林匹克运动会赛艇比赛，其中1972年奥运会获得一枚银牌。