Meteorologia Geral
2011
TEMA 3
TEMPERATURA E TERMODINÂMICA DA ATMOSFERA
3.1 Temperatura
A temperatura da superfície é determinada pelo balanço de energia, isto é: o
balanço entre as quantidades de energia recebida (por radiação, transporte de
calor), de energia perdida (por radiação, transporte de calor sensível e calor latente),
e de energia armazenada (da forma de calor). Isso também vale para camadas da
atmosfera que podem no caso trocar energia entre elas.
Diferenças entre absorção e perda de energia podem determinar transportes
horizontais, que actuam no sentido de procurar anular essas diferenças. Um
exemplo disso, é o transporte de calor através dos ventos meridionais (com
componentes na direcção norte-sul) e zonais (com componentes na direcção lesteoeste), e também movimentos verticais e correntes marítimas.
Assim, medidas de temperatura são importantes para ajudar a diagnosticar
movimentos na atmosfera. A medida da temperatura e sua distribuição horizontal e
vertical também serve para identificar massas de ar cujo movimento determina
fenómenos meteorológicos, como as frentes frias e quentes, regimes de
precipitação, taxas de evaporação, geadas, etc.
3.1.1 Variação Diária e Sazonal da Temperatura
A temperatura varia durante o dia de acordo com o balanço energético. Quando o
ganho de energia é menor que a perda ou é nulo, a temperatura decresce (Vide a
Figura 3.1).
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Figura 1: The daily variation in air temperature is controlled by incoming energy
(primarily from the sun) and outgoing energy from the earth's surface. Where
incoming energy exceeds outgoing energy (orange shade), the air temperature
rises. Where outgoing energy exceeds incoming energy (blue shade), the air
temperature falls.
Naturalmente, esse balanço é diferente cada dia, podendo até haver uma
diminuição de temperatura num período de sol alto, por exemplo, com a passagem
de uma frente fria. Portanto, é preciso considerar todas as frentes e sorvedouros de
energia antes de se prever a temperatura.
No caso de variação sazonal, o factor importante é a altura do sol ao meio dia
chamada “declinação”, que é o ângulo zenital mínimo, representado pela letra grega
delta (  ). A declinação varia com as estações, sendo maior no inverno e menor no
verão, quando os raios do sol estão mais próximos da vertical ao meio dia.
3.1.2 Distribuição Horizontal da Temperatura
Se a Terra fosse homogénea, sem variações na distribuição de mares e terras, e
sem movimentos de rotação, a superfície seria em média mais quente próximo do
equador e mais fria nos pólos, sendo as linhas isotérmicas (ou isotermas) todas
paralelas ao equador, reflectindo o fato de que pontos de mesma latitude recebem a
mesma quantidade de energia do sol.
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Apesar de a Terra não ser uniforme, ainda se pode notar nas Figuras 2 e 3, que
sobre o mar, longe dos continentes, as isotermas se orientam zonalmente. Veja-se,
por exemplo, o hemisfério sul, onde há mais mares que terra, e portanto é mais
homogénea (Figura 3.2 e 3.3).
Figure 3.2: Average air temperature near sea level in January (°F). Isotherms – lines
connecting places that have the same temperature.
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Figure 3.3: Average air temperature near sea level in July (°F).
Além disso, essas Figuras (3.2 e 3.3) representam uma média de muitos anos.
Existem Variações diária que surgem devido à rotação da Terra e que são
disfarçadas pelas médias.
As mesmas Figuras (3.2 e 3.3) mostram outras características interessantes que
serão descritas a seguir:
o A inclinação das isotermas próximo às costas é devido ao aquecimento
desigual entre a Terra e a água e também devido às correntes marítimas e ao
fenómeno da ressurgência. O aquecimento diferencial entre Terra e água é
devido ás diferentes características térmicas e ópticas. A luz do sol penetra
na água, sendo sua energia distribuída aos primeiros 5 a 10 metros,
enquanto a luz não penetra nos solos, sendo sua energia limitada a uma
camada fina superficial de poucos centímetros. Além disso, o calor específico
da água é maior que o do solo. Essa diferença faz com que a Terra se
aqueça mais rapidamente que a água e também se resfrie mais rapidamente
ao perder calor. Isso faz com que a diferença entre temperaturas médias do
verão e inverno seja maior em Terra do que no mar ou em regiões próximas
do mar.
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3.2 Termodinâmica
A termodinâmica tem um papel importante no estudo da Meteorologia. Sua
aplicação vai desde os processos microfísicos para a formação das nuvens até
processos relacionados com a circulação geral da atmosfera.
3.2.1 Leis dos Gases
As variáveis P (Pressão), V (Volume) e T (Temperatura) de um gás podem ser
relacionados através de uma equação de estado.
Todos os gases obedecem aproximadamente a uma equação chamada “equação
de estado do gás ideal”, para certos intervalos dos valores das variáveis envolvidas.
Existem pequenos desvios que no entanto são desprezíveis para os propósitos da
meteorologia.
A equação do gás ideal pode ser escrita como PV  nR T . Onde: P - Pressão, V Volume, n - Número de moles, T - Temperatura, e R  - É a constante universal dos
gases e vale 8,314 J
0
k  mol . O número de moles pode ser escrito como n 
m
,
M
onde m = Massa do gás e M = Massa molecular em gramas (moléculas-gramas).
Assim, PV  mR  T

m
1
m  R 
ou P        T . Nesta equação,
onde ρ =
ρ
M
V
α
V   M 
Densidade e α = Volume específico. A quantidade
R
 R é chamada “constante
M
do gás” e varia para cada gás, pois depende da massa molecular M .
O ar seco é uma mistura de N 2 , O2 , Ar e CO2 e a sua massa molecular média é
M d  28,97 . O mol de ar pesa 28,97g  0,02897kg e a constante de gás do ar vale:
Rd 
R
8,314
J

 287 0
.
M d 0,02897
k  kg
Com essas expressões, a equação de estado para o ar seco fica: P  ρRd T ou
Pα  Rd T .
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Geralmente são medidas a Temperatura e a Pressão, podendo-se calcular a
Densidade por essas expressões.
Exemplo: Calcular a Densidade e o Volume Específico do ar sabendo-se que a
Pressão é 1,025  10 5 N
m2
e a Temperatura é 23,7 0 C .
T  23,7  273,1  296,8 0 K
P  ρ  Rd  T ou ρ 
α
P
1,025  10 5

 1,20 kg m 3
Rd  T 287  296,8
1
1

 0,83 m 3 kg
ρ 1,20
3.2.2 Ar Húmido
Se houver vapor de água no ar, podemos considerar uma mistura de dois gases: ar
seco e vapor de água. Cada um age como um gás ideal. Para o vapor de água:
e  ρV  RV  T . Onde: RV 
R
e M V é a massa molecular da água, igual a 18,016 g
MV
ou 18,016  10 3 kg . Assim, RV 
8,314
 461 J kg 0 K . (Este valor será
18,016  10 3
usado adiante no estudo da humidade na atmosfera).
3.2.3 Unidades de Pressão
A unidade de pressão no sistema universal é o
N
, também chamada Pascal e
m2
abreviada Pa . Normalmente se usa uma outra unidade derivada que é o
hectopascal ou seja, 1 hPa  100 Pa . Isso se faz porque as pressões atmosféricas
são da ordem de 10 5 Pa , mas a precisão das medidas é da ordem de 10 Pa .
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Usando-se hpa , normalmente o valor da medida terá uma casa decimal. Exemplo:
p  987,3 hPa .
Antigamente, e ainda em umas poucas publicações, essa unidade era chamada
milibar ( mb ), que era um submúltiplo do bar ( b ), que vale 10 5 Pa .
Publicações técnicas normalmente exigem o uso do hectopascal, recomendado pela
Organização Meteorológica Mundial (OMM).
3.2.4 Equação Hidrostática
A atmosfera está em constante movimento, mas as acelerações na direcção vertical
são muito pequenas, ou muito localizadas no tempo e no espaço. Por isso, se usa
uma aproximação chamada “aproximação hidrostática”, onde se supõe que haja
equilíbrio na vertical entre as forças devidas á variação da pressão na vertical e o
peso.
A expressão matemática desse equilíbrio é a equação do balanço hidrostático ou
equação hidrostática.
Considere-se uma coluna de ar com secção horizontal de área S e espessura y
(Vide Figura 3.4). O volume é δV  S  δy e a massa é δM  ρ  δV  ρ  δV  ρ  S  δy .

Sendo assim, o seu peso será δP  ρ  g  S  δy .
Figura 4: Coluna de ar com secção horizontal de área S e espessura
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y .
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Essa mesma coluna de ar sofre a acção da pressão em ambas as faces horizontais.
Chamando de p a pressão na face inferior e p  p  δp a pressão na face superior,
o acréscimo de pressão δp é negativo, pois a pressão diminui com a altura. As


forças devidas à pressão serão: FA  p  S e Fg   p  δp  S . Equilibrando essas
forças com o peso da camada teremos:



Fg  FA  δP  0
p.S   p  δp.S  ρ  g  S  δy  0
ou
 δp  ρ  g  δy  0
e
δp   ρ  g  δy
Supondo que δy seja infinitesimal e substituindo y por Z e p por P teremos:
dP   ρ  g  dZ , que é a equação hidrostática na forma diferencial. Ela pode ser
integrada para fornecer a variação da pressão com a altura:
P2
Z2
P1
Z1
 dP    ρ  g  dZ
ou
Z2
PP2   PP1    ρ  g  dZ
Z1
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3.2.5 Altura Geopotencial
Por outro lado, a equação hidrostática pode ser usada para determinar a espessura
de uma camada em função das pressões da seguinte maneira: dZ   dP g . Como
 não é directamente medido, e sim a temperatura e a pressão, faz-se uso da
equação de estado para se obter:   P Rd T e dZ   Rd T dP Pg . Supondo-se
Z2
P2
Z1
P1
g  g 0  cons tan te , teremos: Z 2  Z1   dZ   Rd g 0  T dP P .
Essa equação é aproximada porque na verdade g varia com a altura. Porém, o
desvio introduzido no cálculo de Z é muito pequeno e essa equação é usada
universalmente para a determinação de alturas em função da pressão. Na prática se

considera uma temperatura média ( T ) da camada entre Z 1 e Z 2 e assim a equação
P2
fica:
Z 2  Z1   Rd T g 0  dP P   Rd T g 0 ln P P2 ou
P
1
P1
Z 2  Z1   Rd T g 0 ln( P2 P1 )  Rd T g 0 ln( P1 P2 ) que é uma expressão mais simples e
mais usada, chamada “equação hipsométrica”.
3.2.6 Superfícies Isobáricas
As rádios sondas medem a pressão atmosférica, a temperatura e a humidade do ar
em diferentes níveis na vertical. A altura não é medida directamente, mas pode ser
obtida através da equação hipsométrica.
Desde que se conheça a pressão na superfície, pode-se calcular as espessuras das
camadas consecutivas a partir da superfície, somando-se para obter as alturas de
cada nível.
Se unirmos os pontos de mesma pressão de várias sondagens atmosféricas de uma
mesma região, estes formarão uma superfície isobárica (isso = mesma, bárica =
relativo a pressão). Por exemplo: uma superfície isobárica de 500 hPa.
Cada ponto tem uma altura diferente e um “desenho” dessa superfície pode parecer
um lençol ondulante, com partes altas e baixas e depressões ou montes circulares.
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Se se fizesse um corte vertical de várias superfícies isobáricas com diferentes
pressões, teríamos uma Figura semelhante a Figura 3.5.
Figura 3.5: Ilustração de uma Superfície Isobárica.
As superfícies isobáricas não se cruzam nem se tocam e, onde o espaçamento é
maior a equação hipsométrica indica que a temperatura também é maior. Regiões
perto da ALTA são chamadas “cavados” ou “depressões”. Regiões perto da BAIXA
são chamadas “cristas”.
Essa observação é importante porque o ar tem a tendência de se movimentar das
regiões de maior pressão para as de menor pressão, isto é, ele tende a “entrar” nos
cavados e a sair das “cristas”.
3.2.7 Cartas Isobáricas
Assim como a topografia de uma montanha ou de um vale pode ser representada
por curvas de nível, também uma superfície isobárica pode ser representada por
linhas de alturas iguais, ou isolinhas de altura geopotencial.
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Para a atmosfera semelhante a Figura 3.5, se se efectuassem vários cortes
horizontais e se projectassem num plano horizontal, teríamos uma Figura
semelhante a Figura 3.6.
Figura 3.6: Ilustração de uma Carta Isobárica.
A região denotada pela letra B corresponde a uma região de baixa pressão e
contém pontos com pressão menor que os vizinhos. O ponto A se encontra numa
região em que os pontos vizinhos têm pressão menor, caracterizando uma região de
pressão mais alta, ou crista.
Se na região de A e B as linhas forem fechadas, termos centros de alta e baixa
pressão. O que dão-nos a indicação de Bom e Mau Tempo respectivamente.
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3.2.8 Cartas de Pressão
Alternativamente, poder-se-ia cortar as superfícies isobáricas por um único plano
horizontal. As intersecções seriam linhas de mesma pressão (isóbaras).
Normalmente essas cartas são feitas apenas para um plano no nível do mar, ao
qual designamos altura zero. Essas cartas são chamadas de “cartas de superfície”.
Nestas cartas também podemos localizar cavados e cristas e centros de baixa e alta
pressão. Um exemplo disso é a carta apresentada na Figura 3.6.
3.2.9 Redução da Pressão ao nível do Mar
Pressões ao nível do mar só podem ser medidas no mar e em pouquíssimas
estações em Terra, uma vez que a maioria delas se localiza acima do nível do mar.
Por isso, foi necessário projectar um método para determinar a pressão que seria
medida se a estação estivesse no nível do mar. O método corrente supõe que sob
uma estação à altura H exista uma camada de ar em que a temperatura varia
segundo
o
perfil
médio
de
temperatura
da
atmosfera,
ou
seja,
dT dZ    6,50 C Km .
A temperatura média pode ser calculada como T  (Ts  T0 ) 2 ou T  T0  H ou
T0  Ts  H e T  (Ts  Ts  H ) 2  Ts  H 2 .
Usando a equação hipsométrica: Z s  Z 0  H  Rd T g 0 ln( P0 Ps ) donde se obtém
P0 : P0  Ps exp( g 0 H Rd T ) . Supõe-se que esta seria a pressão ao nível do mar se
não houvesse a montanha.
Esse tipo de redução da pressão também é usado para medidas de altura simples
entre o avião e o solo.
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3.2.10 Teoria Cinética dos Gases
É útil rever os conceitos do comportamento microscópio dos gases, que ajudam a
compreender conceitos macroscópicos como os de pressão, temperatura,
evaporação, difusão, etc.
Um gás é considerado ideal quando:

O número de moléculas é grande o suficiente para podermos considerar
como
comportamento
macroscópico
uma
média
estatística
do
comportamento individual das moléculas.

As moléculas se movem caoticamente em todas as direcções e sentidos,
com diferentes velocidades, de modo que nenhuma direcção é privilegiada,
isto é, o gás é isotrópico.

Os choques entre moléculas, e com as paredes do recipiente que as
contenha, são inelásticos, isto é, a energia cinética das moléculas é
conservada.
A única forma de energia das moléculas é a energia cinética de translação e de
rotação, isto é, as moléculas só interagem por contacto nas colisões e não à
distância. O volume próprio das moléculas é desprezível.
3.2.11 A pressão exercida pelo gás
Suponhamos que o gás está encerrado em um recipiente, tal como é mostrado na
Figura 3.7. O recipiente dispõe de um êmbolo móvel de área A. Para manter fixo o
êmbolo é necessário exercer uma força F, perpendicular à superfície do êmbolo. O
valor da força F é igual ao produto da pressão exercida pelo gás pela área do
êmbolo (F=PA).
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Figura 3.7: I gás está encerrado em um recipiente. F=PA.
As moléculas do gás chocam elasticamente com o êmbolo, de modo que a
componente X da velocidade muda de sentido. Por tanto, a variação no momento
linear de cada molécula é Dp=2mvx.
Se o número total de moléculas que chocam com o êmbolo no intervalo de tempo
compreendido entre t e t+Dt é Nx, a variação de momento linear será 2mvxNx.
Podemos calcular Nx considerando que somente a metade das moléculas, em
média, tem o sentido da velocidade para a parte positiva do eixo X, logo, se dirigem
para o êmbolo.
Se supormos que as moléculas que chocam com o êmbolo tem o mesmo valor da
componente X da velocidade, cruzarão a área A no tempo Dt todas as partículas
contidas no volume AvxDt. Se n é o número de partículas por unidade de volume Nx
valerá então, nAvxDt/2.
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A variação de momento linear Dp no intervalo de tempo compreendido entre t e t+Dt
é mvx nAvxDt.
A força sobre o êmbolo é o quociente entre a variação do momento linear e o tempo
que gasta para efectuar esta variação.
e por tanto, a pressão exercida pelo gás vale P=n(mv2x).
Todas as moléculas não tem o mesmo valor vx de velocidade, e sim que a
distribuição de velocidades é tal que seu valor médio quadrático é <v2x>. Por tanto,
na expressão da pressão P, temos de substituir v2x por <v2x>. Já que <v2x> = <v2>/3,
teremos:
O último termo que aparece na fórmula é o valor médio da energia cinética.
3.2.12 Primeira lei da Termodinâmica
A primeira lei da termodinâmica é uma expressão da conservação da energia que
relaciona as possíveis trocas de energia entre um sistema e o seu ambiente ou
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vizinhança. Ela é útil para determinar o comportamento do ar. Por exemplo, quando
sujeito a diferentes formas de transporte de energia, seja mecanicamente ou
termicamente.
Para isso considera-se como sistema um elemento de volume de gás de massa
unitária (m) e volume (V).
Em meteorologia, como não é prático considerar como sistema toda a massa de ar,
os cálculos são feitos para sistemas de massa e volume infinitesimais e expressos
por unidades de massa.
3.2.12.1 Trabalho Realizado por um Gás
Quando um gás se expande, ele deve vencer a força de pressão do ambiente ( PA )
que age sobre ele. Isso quer dizer que ele realiza um trabalho ( W ) contra o
ambiente igual a essa força vezes o deslocamento ( S ).
W  PAS
Se S é muito pequeno, AS  V é a variação do volume da parcela, sendo A a
área da superfície externa da parcela. Portanto:
W  PV
Esta é uma forma simples de escrever o trabalho realizado. Esse trabalho pode ser
positivo ou negativo, se o volume aumentar ( V  0 ) ou diminuir ( V  0 ),
respectivamente. O trabalho realizado por unidade de massa será:
dW m  dW  P dV m  Pd
Onde se considerou V  0
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3.2.12.2 Calor Fornecido a um Gás
O calor fornecido a um gás ( dQ ) pode produzir mudanças no estado desse gás.
Seu volume variou, trabalho foi realizado pelo gás ou contra o gás. Pode haver
também aumento ou diminuição da temperatura.
Em qualquer caso, se for fornecido calor (energia) a um gás, este será transformado
em trabalho mecânico e/ou empregado no armazenamento de energia interna do
gás.
Essa afirmação pode ser expressa na forma da equação da conservação de
energia, ou Primeira Lei da Termodinâmica:
dq  dw  du
Onde dq é o calor fornecido por unidade de massa do gás.
Note-se que a equação pode ser escrita alternativamente:
dw  dq  du ou du  dq  dw
Na primeira equação pode-se supor que o trabalho fornecido a um gás pode
provocar uma transferência de calor entre o gás e um outro sistema e uma variação
de energia interna do gás.
Na segunda, mostra-se que a variação da energia interna é causada pela
transferência de energia para dentro ou para fora do gás e pela realização de
trabalho.
As quantidades du , dq e dw podem ser positivas ou negativas, mas sempre
obedecendo a equação de conservação da energia.
3.2.12.3 Casos Particulares
Embora a Primeira Lei da Termodinâmica seja válida para qualquer transformação,
algumas transformações particulares são de interesse.
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1) Transformação Isovolumétrica
É a transformação a volume constante. Neste caso, como não há
movimentos das fronteiras, não se realiza trabalho ( dw  Pdα  0 ). Então:
du  dq ou seja, todo calor fornecido é armazenado pelo gás, aumentando
sua energia interna. Se o calor for perdido, a energia interna será diminuída
da mesma quantidade.
Verifica-se que, nas transformações isovolumétricas, o calor trocado
(recebido ou perdido) é proporcional á variação da temperatura:
dq  CV dT
Onde: CV - Calor específico a volume constante.
Para uma massa m de gás, ter-se-ia: dQ  mCV dT que é uma expressão
conhecida.
Voltando a Primeira Lei: du  CV dT . Como se sabe da teoria cinética dos
gases, a energia interna é proporcional a temperatura. Então, a expressão
acima faz concluir que a energia por unidade de massa pode ser escrita
como: u  CV T . Para o ar seco CV  717 J kg 0 k e a expressão du  CV dT
pode ser usada para qualquer transformação, mesmo não sendo a
Isovolumétrica.
Assim, uma nova forma para a expressão da Primeira Lei da Termodinâmica
seria:
dq  CV dT  Pdα .
2. Transformação Isobárica
É a transformação á pressão constante ( dp  0 ). No caso da atmosfera
corresponde a transformação que ocorrem em parcelas de ar que
permanecem paradas por algum tempo ou que se movimentam sobre
uma superfície isobárica, ou em trajectórias curtas na horizontal. Usando
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a equação de estado Pα  Rd T

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d Pα   Pdα  αdP  Rd dT , a
equação da primeira lei da termodinâmica fica: dq  CV dT  Rd dT  αdP ou
dq  CV  Rd dT  αdP .
A segunda parcela do segundo termo é nula para transformação
isobárica, então: dq  CV  Rd dT . Costuma-se chamar a soma entre
parêntesis de C P , o calor especifico a pressão constante: C P  Rd  CV .
Para o ar seco, C P  1004
J
.
kg  k
A primeira lei da termodinâmica toma então a forma alternativa:
dq  C P dT  αdP
3. Transformação Isotérmica
É a transformação á temperatura constante ( dT  0 ). Neste caso a
energia interna não varia e todo o calor fornecido é todo transformado em
trabalho: dq  Pdα
4. Transformação Adiabática
É a transformação que ocorre sem troca de calor ( dq  0 ), portanto o
trabalho é realizado às custas da variação da energia interna: du  dw  0
ou
CV dT  Pdα  0 ,
ou
ainda,
usando
a
equação
de
estado
alternativa,
C P dT  αdP  0 .
Lembrando-se
C P dT  Rd T 
que,
pela
equação
α  Rd 
T
,
P
dT  Rd  dP
dP
 
 
 0 ou
, que pode ser integrada entre um
T
P
 CP  P
estado inicial ( T0 , P0 ) e um estado final ( T , P ) teremos:
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P
dT  Rd  dP




 T  C P  P P
T0
0
T
T
ln 
 T0
  Rd
  
  CP
 P
  ln 
  P0



 Rd 




T  P   CP 
 
T0  P0 
Esta equação é chamada equação de Poisson e mostra a variação da
pressão com a temperatura numa transformação adiabática. A razão
é comummente chamada κ (Kapa) e vale, para o ar seco: κ 
Rd
CP
Rd
 0,285 .
CP
De modo que a equação de Poisson pode ser escrita:
T P
 
T0  P0 
K
Costuma-se definir uma “temperatura potencial”, indicada pela letra grega
θ (teta), como sendo a temperatura que uma parcela de ar teria se fosse
transportada adiabaticamente ao nível em que se encontra até o nível
padrão de 1000 hPa , o que corresponde na expressão acima fazer T0  θ
e P0  1000 .
 P 
θ  T

 1000 
κ
A equação de Poisson também pode ser escrita como:
T  P  κ  T0  P0  Constante  C1  θ  1000  κ
Usando-se a equação de estado podem-se obter outras equações de
Poisson equivalentes:
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α  P 1 κ  Constante  C 2
1 κ 
α T
No
caso
da
atmosfera
 Constante  C 3
κ
as
transformações
adiabáticas
estão
constantemente presentes.
Para transformações que ocorrem num intervalo de tempo muito curto,
pode-se considerar que o calor trocado é desprezível, pois esse tipo de
transporte de energia é muito lento.
Se se tomar a equação da transformação adiabática na forma diferencial
e a dividir por dZ :
dT
dP
α
0
dZ
dZ
CP 
E lembrando a equação hidrostática:
dP  
g
CP
Essa equação diz que a taxa de variação da temperatura com a altura,
para uma parcela sofrendo uma transformação adiabática enquanto
arrastada na vertical é constante.
Essa
constante,
denominada
“Perfil
adiabático”
é
comummente
representada pela notação - Γ d .
0
g
C
Γd 
 9.8
, assim:
CP
km
 dT 
 Γd


 dZ  adiab
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3.2.13 Estabilidade Atmosférica
Os processos de estabilidade atmosférica recorrem ao equilíbrio de suas camadas.
Na Física, o equilíbrio de um corpo pode ser caracterizado em 3 situações: estável,
neutro ou instável. Quando todas as forças que actuam sobre um corpo se
equivalem,
dizemos
que
o
mesmo
está
em
repouso.
Como comparamos o equilíbrio de um corpo em relação à superfície da Terra,
dizemos que, se não houverem forças, ele está em repouso. Vejamos as definições
de equilíbrio pela Física, fazendo uma analogia com as parcelas de ar atmosférico:
Estável: equilíbrio estável é aquele em que um corpo, perturbado por uma força,
voltará à sua posição original imediatamente após a actuação da força. Na
atmosfera, quando uma parcela é impulsionada por uma força, tenderá a retornar a
sua posição original. Este caso caracteriza a estabilidade do ar, dificultando ou
amortecendo
os
movimentos
verticais.
Neutro: Equilíbrio neutro ou indiferente é aquele em que um corpo, perturbado por
uma força, permanecerá no mesmo equilíbrio na nova posição, após a actuação da
força. Na atmosfera, quando uma parcela é impulsionada por uma força, tenderá a
se mover só durante a actuação da força. Quando ela cessar, a parcela estaciona,
permanecendo no lugar, não tendendo a voltar para a posição original, nem
tampouco seguir adiante, mas poderá estar com um potencial maior, ou menor,
conforme
foi
seu
deslocamento.
Instável: Equilíbrio instável é aquele em que um corpo, perturbado por uma força,
tenderá a se afastar cada vez mais da sua posição original, mesmo após a actuação
da força. Na atmosfera, quando uma parcela é impulsionada por uma força, tenderá
a se afastar cada vez mais da sua posição original. Este caso caracteriza a
instabilidade do ar, auxiliando os movimentos verticais e acelerando as parcelas.
Dependendo da taxa de resfriamento do ambiente (Lapse Rate), as parcelas de ar
que estão subindo podem adquirir tendências de estabilidade absoluta, estabilidade
condicional ou instabilidade absoluta. A definição da tendência da parcela levará em
conta a sua temperatura interna, quando esta é comparada à temperatura do ar ao
seu redor (do ambiente) no mesmo nível. Com isto, temos três casos distintos:
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E como vimos anteriormente, a parcela poderá subir (ou descer) contendo vapor
d’água em seu interior. Neste caso, a energia ainda permanece armazenada em
forma de calor latente e é definido como processo Adiabático Seco. Quando o calor
é liberado (ou solicitado) para a mudança de fase da água, o processo é chamado
Adiabático Húmido. Na prática, Adiabático Seco é o processo no qual a temperatura
da parcela de ar varia como se fosse um ar seco, conforme sobe / desce, na taxa de
1ºC /100m, e Adiabático Úmido é o processo no qual a temperatura da parcela de ar
varia como se fosse um ar saturado, conforme sobe /desce, na taxa de 0,6ºC/100m.
Os exemplos a seguir são bem ilustrativos, pois mostram a aplicação dos dois
conceitos. Lembre-se que, enquanto a parcela se eleva sem condensar seu vapor
d’água interno, o processo é adiabático seco. A partir do NCL, se a parcela
continuar a subir, o processo será adiabático húmido. Neste último, a parcela recebe
o calor latente liberado do vapor que está se condensando.
Exemplo de Estabilidade Absoluta: Dizemos que as parcelas estão em estabilidade
absoluta quando, a partir da elevação inicial por uma forçante, as parcelas se
resfriam a uma taxa maior que o gradiente térmico do ar ambiente (Lapse Rate).
Note que a estabilidade permanece tanto na razão da adiabática seca, quanto na
razão da adiabática húmida, quando a parcela atingiu o NCC e inicia-se a
condensação. Percebe-se que a liberação de calor latente após o NCC não
contribuiu em nada para o fomento da convecção de forma cumulativa.
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Nestes casos, a nebulosidade é estratiforme. Exemplo de Instabilidade Condicional:
Este tipo de estabilidade ocorre sempre quando o gradiente térmico do ar ambiente
estiver no intermédio entre os valores da razão adiabática seca e da razão
adiabática húmida, ou seja, o equilíbrio será estável enquanto o ar for seco,
passando para instável, quando o ar for saturado. Um exemplo clássico é o
resfriamento pelo gradiente térmico de 0,8ºC /100m, visto a seguir:
Nestes casos, a nebulosidade é estratiforme durante a ascensão estável fria,
passando para cumuliforme quando a ascensão torna-se instável e quente. Exemplo
de Instabilidade Absoluta: Dizemos que as parcelas estão em instabilidade absoluta
quando, a partir da elevação inicial por uma forçante, as parcelas se resfriam a uma
taxa menor que o gradiente térmico do ar ambiente. Note que a instabilidade
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permanece tanto na razão da adiabática seca, quanto na razão da adiabática
húmida, quando a parcela atingiu o NCC e inicia-se a condensação. Este tipo de
instabilidade ocorre quando há fortes gradientes térmicos do ar ambiente, ou seja,
dias muito aquecidos em superfície, típicos de verão.
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