Cơ sở nhiệt tĩnh học đại dơng
1.1.
g khi nghiên cứu
đối với nớc, v bản thân các thể tích nớc đợc
địn ợc gọi
Chơng 1
Những định nghĩa cơ bản của nhiệt tĩnh học nớc biển
Khi nghiên cứu các quá trình đại dơng không thể không
gặp phải những dạng biến đổi năng lợng khác nhau. Trớc hết,
đó l sự biến đổi năng lợng tia của Mặt Trời, nhờ đó m hình
thnh nên tất cả những dạng chuyển động của nớc trên hnh
tinh của chúng ta. Những quy luật biến đổi một dạng năng
lợng ny thnh dạng khác, quy luật liên hệ của năng lợng với
trạng thái của chất đợc nghiên cứu trong nhiệt động lực học,
nó xác lập những định luật chung nhất áp dụng cho chất bất kỳ.
Trong trờng hợp ny sẽ chỉ xem xét những luận điểm v các
định luật của nhiệt động lực học cần thiết tron
các tính chất vật lý của các đại dơng v các biển.
Nhiệt động lực học nghiên cứu trạng thái của hệ thống, tức
trạng thái của một lợng chất xác định no đó, lợng ấy không
thể l lớn vô tận, cũng không thể l bé vô cùng, kể cả ví dụ một
số phân tử. Điều hạn định nh vậy đối với thể tích của hệ thống
đã trở nên đặc biệt rõ sau khi thu đợc các đặc trng vĩ mô nhờ
những phép thống kê đối với tập hợp hữu hạn các đại lợng vi
mô. Nớc của ton bộ Đại dơng Thế giới, của các đại dơng hay
biển nói chung hoặc trong các thể tích giới hạn đều thỏa mãn

với môi trờng xung quanh thì ngời ta gọi nó l
hệ đóng kín,
còn nếu nó không trao đổi cả về nhiệt lợng v công thì ngời ta
gọi hệ nh vậy l
hệ biệt lập hon ton. Thực tế đại dơng
không phải l một hệ đóng kín, cng không phải l một hệ biệt
lập. Nhng trong nhiều trờng hợp sự trao đổi các tính chất đã
liệt kê không ảnh hởng một cách đáng kể tới một số
hệ, v xét theo những tính chất đó, một thể tích nớc xác
định có thể đợc xem nh một hệ kín hay hệ biệt lập.
Nớc biển l một
hệ nhiều hợp phần, tạo thnh từ các phân
tử nớc, các anion v cation các muối v nhiều tạp chất khác.
Một số tham số của hệ nh vậy trong phần lớn trờng hợp đợc
25 26
xác định bằng cơ cấu thnh phần riêng phần của các yếu tố
trong nó. Các muối l những yếu tố biến đổi nhiều nhất trong
nớc biển v đồng thời có ảnh hởng nhiều nhất tới diễn biến
của nớc biển. Bởi vì thnh phần muối của nớc biển thực tế
không thay đổi, nên với mức chính xác đủ cho nhiều bi toán
hải
nó. Sau ny tính chất hai
hợp
i
hiểu l các đặc trng tơng ứng của thể
tích
ệ trong trờng lực với điều kiện bất biến
nội
an niệm thể tích
dơng học có thể coi nớc biển l

hệ v không phụ thuộc vo quãng đ
ờng chuyển đổi từ một
trạng thái
ny sang trạng thái khác. Nhiệt lợng v công l
những hình thức nhiệt động lực học duy nhất có thể chuyển đổi
năng lợng từ một hệ sang hệ khác. Nếu qu
chung của hệ nhiệt động lực học

nh l tổng của các thể tích
không lớn
j

, từng thể tích đó có năng lợng riêng
j
E không
đổi theo thể tích, tức năng lợng thuộc một đơn vị thể tích, thì
năng lợng riêng của hệ có thể biểu diễn bằng công thức

==
j
jjj
j
j
EpEE


, (1.1)
trong đó
1=


27 28
e
j
jj
QdpE

=

(1.3)
đặc tr ức biến đổi năng lợng trong đó thay đổi
xác suất phân bố của ton bộ tập hợp của các năng lợng đợc
phân chia ra
j
E , tức nhiệt lợng. Nói cách khác số hạng ny gọi
ng cho hình th
l biến đổi nội năng của hệ do sự trao đổi với môi trờng xung
quanh. Số hạng thứ hai
c học, tức tơng ứng với định nghĩa công do
hệ thực hiện. Nh vậy
, phơng trình (1.2) có thể đợc viết lại
dới dạng biểu thức
biểu thức ny l năng lợng gia nhập vo
hệ d
p phụ
thuộc của n
hiệt lợng v công vo quãng đờng của quá trình
không còn v chúng có thể đợc xem nh
6
i
j

entropy đợc biểu diễn

=
jjB
ppk ln
j

, (1,7)
a chúng ở trong mỗi khoảng
thứ
g
biến thiên entropy của hệ diễn ra do kết quả trao đổi nhiệt của
hệ với môi trờng xung quanh v
ở đây
B
k J/K hằng số Bolzman.
Tham số
j
p , nh đã nhận xét, cho thấy sự phân bố của các
đặc trng quy mô nhỏ trong hệ.
ứng dụng vo hải dơng học
các đặc trng quy mô nhỏ có thể hiểu l các tham số năng
lợng, nhiệt độ, độ muối, áp suất v.v Cực đại của entropy xảy
ra tại những giá trị nh nhau củ
23
1038,1

=
j
đợc chia ra, tức tại những

QddGdETd
i

++
. (1.9)
Nếu trong hệ khôn
=

n, hóa học v.v thì

Qd

có thể có mặt chỉ do sự tiêu tán cơ
29 30
năng thnh nội năng.
Trong hệ hai hợp phần, nhiệt lợng không bù trừ còn xuất
hiện do kết quả biến thiên tơng qu
nớc biển điều ny đ
an của các hợp phần. Trong
ợc biểu diễn bằng sự biến thiên của độ
muối, tức
dSQd

=

, (1.10a)
nếu ở đây không bao gồm tiêu tán cơ năng. Tham số

đợc gọi
l thế hóa học của nớc biển. Nó tỷ lệ với hiệu các thế của muối

PP =

75=








TS
S
S


kg
kJ
. (1.12)
Phơng trình (1.11) có thể c i ả biên bằng cách chuyển đổi
sang các tọa độ khác. Khi sử dụng tọa độ đẳng
độ đẳng thể tích trong phơng trình (1.11) th
xuấ
áp thay cho tọa
ay vì nội năng sẽ
t hiện hm thế mới
entalpy

:
dSdPdTdPEd

:
dSdPdTdPTEd






++==+ )( . (1.15)
Tất cả các hm thế nhiệt động lực học ny không phụ thuộc
vo quãng đờng, v lợng giảm của chúng đặc trng cho hiệu
số giữa công cực đại có thể v công thực tế trong các hệ tọa độ
khác nhau hoặc ứng với lợng biến thiên của các hm trạng
thái khác nhau. Bởi vì thế nhiệt động lực học bất kỳ không phụ
thuộc vo quãng đ ờng, tức l vi phân ton phần , nên giữa
chúng một số tơng quan sẽ đợc xác lập. Dới dạng tổng quát
biến thiên của thế
F
đợc biểu diễn bằng biểu thức
ZdzYdyXdxdz
z
F
dy
y
F
dx
x
F
zyxdF
xy


=
),,( .
(1.16)
Phơng trình ny đợc gọi l phơng trình Pfaf. Phơng trình
ny thỏa mãn phép hoán vị tuần hon
1=

































;
zyxy
x
Z
z
X








=







ny có thể nhận đợc mối liên hệ giữa các đặc trng nhiệt động
lực học khác nhau. Ví dụ, từ phơng trình (1.14) suy ra
S
TS
T






P



, (1.19)
đây l phơng trình Klapeiron.
Từ phơng trình (1.15) nhận đợc t



=





ơng quan
SPTP
TS





+





+





SPT
TPTSPS


++






. (1.21)
Từ phơng trình ny suy ra, chẳng hạn
TP











2
. (1.23)
Nh vậy các quan hệ Maxwell đã cho phép biểu diễn sự
phụ thuộc của thế hóa học của nớc biển vo nhiệt độ, độ muối
v áp suất. Cũng có thể nhận đợc những tơng quan nhiệt
động lực học khác, do đó m các công thức (1.17) v (1.18) đợc
sử dụng rộng rãi trong nhiệt động lực học.
1.2. Phơng trình trạng thái của nớc biển
Nớc, trong đó có nớc tinh khiết, l chất lỏng nén đợc,
tức mật độ của nó thay đổi. Phụ thuộc của mật độ

hay thể
tích riêng

vo các nhân tố quyết định đợc biểu diễn bằng
phơng trì i. Tr ng học, các nhân tố đó l
nhiệt độ
nh trạng thá ong hải dơ
T
, độ muối S v áp suất








+








=


. (1.24)
Nếu chia tất cả các số hạng của biểu thức ny cho mật độ, thì
các hệ số đứng trớc các vi phân của nhiệt độ, độ muối v áp
suất sẽ l
hệ số giãn nở nhiệt
SP
T
T
k



=


1
, (1.26)
33 34
hệ số nén đẳng nhiệt
TS
P
P



Trong t
rờng hợp sử dụng những hệ số ny, ph
k





=

1
. (1.27)
ơng trình
trạng thái của nớc biển dới dạng vi phân sẽ có dạng
dPkdSkdTk
PST
++=

S








=


1
,
TS
P



Những hệ
số ny cũng đợc gọi l các hệ số h
k





=

1

Cũn
biến thiên của các hệ số nêu trên trong điều kiện
tự nhiên l:
nghiệm của Knudsen Ekman khá cồng kềnh v có
dạng sau
g có một quan hệ tơng tự nh vậy giữa các cặp hệ số khác.
Khoảng
14
3,3101

K
T
k ,
()
1
4
3,8105,7

o%
S
k ,
110
7,4102,3

Pa
P
k .
Mặc dù phơng trình trạng thái dạng vi phân có hình thức
viết tơng đối đơn giản, xong nó không phải luôn thuận tiện để
sử dụng thực tế do cha có nhiều nghiên cứu về sự phụ thuộc



=
T
TT

, trong đó
()
32
2
100010843,0098185,07867,41

+= TTT

,
()
62
3
1001667,08164,0030,18

+= TTT

,
3523
1098,31057,14708,1069,0 ClClCl

++=

.
0

để lm kết tủa tất cả các halogen trong một thể tích n
. Để tránh việc trung gian xác định độ muối, nên độ clo có
mặt trực tiếp trong công thức của thể tích riêng quy ớc.
Bắt đầu từ những năm 70, trong thực hnh nghiệp vụ độ
muối thờng hay đợc xác đ
ậy, trong các phơng trình trạng thái về sau ny không
dùng độ clo, m l độ muối.
Từ năm 1980 bắt đầu dần dần sử dụng phơng trình t
5
10),,(/1
)0,,(
),,(
PSTkP
ST
PST

=


, (1.33)
trong đó
1.34)
22/3
)0,,( CSBSASST
n
++=


1
5
1
1010)0,,(),,( PBPASTkPSTk
PP

++= ,
2/3
)0,,( bSaSkSTk
nP
++= ,
++=
2
327105,24206,14821,19652 TTk
n

dSdPdTdPEd





++==+ )(
,
3522
1061670,61009987,1603459,06746,54 TTTa

+=
,
2422

2865
102787,51012293,61050935,8 TT

+= .
w
Trong phơ
ng trình (1.33)
T
tính bằng
o
C,
S
bằng %o,
P

bằng Pa.
Phơng trình ny tỏ ra còn cồng kềnh hơn phơng trình
Knudsen. Vì vậy, trong nhiều trờng hợp khi không đòi hỏi độ
chính xác lớn, ngời ta có thể chỉ cần những mối phụ thuộc gần
đúng, k ệu chỉnh no đó trong các
ph g thực hnh hải dơng học ở
hông tính đến một số hi
ơng trình đã dẫn ở trên. Tron
37 38
nớc Nga thờng hay dùng các công thức gần đúng:
a) p
hơng trình tuyến tính hóa
)()()(1
),,(
),,(

cứu
ng bình của các khối nớc.
b)
phơng trình trạng thái của Mamaev, l phơng án đơn
giản hóa của phơng trình Knudsen
sự hòa trộn các
khối nớc khác nhau, không bao giờ tính ra
đợc mật độ nớc lớn hơn mật độ tru
++= )]35)(2,02,80(469,035,72,281501,0),,(
2
STTTPST [


3
P
7
106,4

+ , (1.36)
ở đây
T
lấy bằng
o
C, S bằng %o,
P
bằng Pa.
Còn có những phơng trình trạng thái thực nghiệm của
nớc biển khác nữa, song chúng ít đợc dùng hơn v chỉ dùng
tron
khác

Vì các điểm mốc trong
các phơng trình trạng
thái gần đúng thờng l
khác nhau, nên không có
phân tích bổ sung thì
không thể đánh giá về độ
chính xác của mật độ nớc
tính toán ở xa các điểm
mốc đó. Về trung bình, có
thể xem phơng trình ES-
80 (1.23) l chính xác
nhất, vì vậy nó ngy cng
hay đợc sử dụng khi tính
toán mật độ v độ ổn định
Các đặc trng vật lý nhiệt của nớc biển
Các đặc
dẫn nhiệt phân tử, năng lợng chuyển pha, các ranh giới
chuyển pha.
39 40
Nhiệt dung của một chất, trong đó có nớc, đặc trng cho
sự liên hệ giữa biến thiên nội năng, hay entalpy của nó v nhiệt
độ. Đây l một đặc trng nhiệt động lực học quan trọng nhất
đợc sử dụng trong nhiều bi toán liên quan tới việc xác định
trạng thái nhiệt của chất. Khi nghiên cứu sự liên hệ của nhiệt
dung nớc biển với những tham số khác của hệ nên sử dụng
phơng trình cơ bản của nhiệt động lực học (1.11). Vì trong
phơng trình đó nội năng l vi phân ton phần, nó có thể biểu
diễn qua các đạo hm riêng theo ba tham số của phơng trình
trạng thái: nhiệt độ, thể tích riêng v độ muối:
dSPdTddS





hể tích v thnh phần hỗn hợp của hệ
nhiệt động lực học không biến đổi, tức
0=

d v
phơng trình ny suy ra
0=dS , thì từ
S
S
dT
T
T






=






. (1.38)

S
S
S
dTT
C









=





=
. (1.40)
Đây l định nghĩa quen thuộc nhất về nhiệt dung nh l
một tham số của hệ, đặc trng cho lợng nhiệt cần truyền cho
nó để lm biến đổi nhiệt độ 1
o
C. Thờng
e
dQ
E

=





=
. (1.41)
Nếu so sánh hai công thức sau cùng thì thấy rằng các nhi
d



ệt
dung đẳng thể tích v đẳng áp không nh nhau. Nếu sử dụng
phơng trình (1.37), cho rằng áp suất v độ muối bất biến, thì
PSTS
SPS
T
PCC









+

TS
TP




+






E








=





, (1.43)
41 42



. (1.44)
ếu thay thế ơng trình (1.17) viết lại dới
dạng
TP / từ ph
,1=







PT
TP















2
S ,
5326
104,110075,5)67,33(1046,81784,4 STC
PS

+=
y
T
lấy bằng
o
C, S bằng %o,
PS
C bằng kJ/(kg.K).
Phụ thuộc của nhiệt dung vo áp suất có thể đợc biểu diễn
trên cơ sở phơng trình nhiệt động lực học (1.15). Nếu trong
phơng trình đó ta viết lại hm thế Gibbs qua các đạo hm


=





,


=







=








=










2
2
2
3
1

T
v nhớ lại định
nghĩa (1.41), ta có










=


2
2
T
T
S
C
P

. (1.48)
Nh vậy, khi tăng độ muối v áp suất, nhiệt dung của nớc
biển giảm, nhng nếu tăng nhiệt độ thì với độ muối bằng
khoảng dới 20 %
o nhiệt dung sẽ giảm, với độ muối cao hơn
nhiệt dung tăng lên một ít khi tăng nhiệt độ. Tuy nhiên, những

độ n
TPSm
C


= , (1.49)
ở đây

T

hệ số truyền nhiệt độ phân tử.
Giá trị của hệ số dẫn nhiệt phân tử của nớc ọtng tại áp
suất khí quyển v nhiệt độ 20
o
C bằng 0,6 W/(m.K) v giảm đi
một lợng bằng khoảng
2
10

W/(m.K) khi giảm nhiệt độ 10
o
C.
Độ muối không có ảnh hởng đáng kể tới giá trị của
m

.
Độ dẫn nhiệt rối của nớc đợc xác định chủ yếu bởi các
tính chất động học của nớc biển v phụ thuộc vo cờng độ xáo
trộn
trạng thái pha khác, có thể sử dụng quan hệ (1.19). Vì

=


)(
21
21



. (1.51)
Biểu thức ny gọi l phơng trình Clapeiron. Nghiệm tổng
quát của nó có thể biểu diễn dới dạng






+=
T
PP
21
0

. (1.52)






hơi riêng
. Vì chúng nh nhau về giá trị, nhng khác dấu,
ngời ta thờng biểu diễn chúng bằng cùng một ký hiệu.
Khi chuyển đổi n pha lỏng sang pha rắn, thì hiệu
entalpy dơng v đối với khối lợng chất 1 kg đợc gọi l
nhiệt
lợng kết tinh riêng
( 335=
k
L kJ). Hiệu entalpy ngợc lại với nó
đợc gọi l
nhiệt lợng nóng chảy riên
45 46
tinh
iệu các e
ntalpy ngợc dấu với nó gọi l
nhiệ
có
thể không tính tới. Ngoi ra, thể tích của hơi đợc
mô tả khá chính xác bằng phơng t
lý tởng
v nhiệt lợng nóng chảy chỉ
khác nhau về dấu, nên chúng
đợc biểu diễn bằng cùng một ký hiệu.
H ntalpy của trạng thái khí v rắn của nớc tính
trên khối lợng chất 1 kg đợc gọi l
nhiệt lợng thăng hoa
riêng
2835=
c

Nghiệm của nó sẽ l












=
TTR
PP
exp
0
0


. (1.55)
Biểu thứ ợc ngời ta gọi l ph s



L
11
c ny đ ơng trình Clauziu
Clapeiro

Các phơng trình (1.51)
v (1.55) mô tả các biên phân
cách giữa ba pha của nớc
trên biểu đồ trạng thái pha
(hình 1.2). Tất cả ba đờng
cong hội tụ tại một điểm, gọi
l
điểm ngã ba. Từ biểu đồ
thấy rằng: khi tăng nhiệt độ,
áp suất hơi bên trên nớc v
băng có độ nghiêng no đó về
phía giảm nhiệt độ với một
góc rất lớn tạo với trục nhiệt
độ. Điều ny đợc giải thích l
do giá trị lớn của đạo hm
theo nhiệt độ trong các pha đó.

Hìn ha
n
thực nghiệ
m m cho sức
trơng bão
hòa của hơi n ớc biển ợc biểu

h 1.2. Biểu
đồ các trạng thái p
của nớc.
Các đờng liền nét nớc ngọt,
các đờng gạch nối nớc muối
Sự hiện diện của muối trong nớc biển lm thay đổi chút ít

nồng độ các ion, tức khi tăng độ muối, sự liên kết các phân tử
H
2
O vo tinh thể gặp khó khăn. Muốn vậy phải giảm động năng
của các phân tử, tức giảm nhiệt độ. Lý thuyết về quá trình ny
đối với hệ nhiệt động lực học phức tạp nh nớc biển còn cha
đợc xây dựng. Đối với dung dịch hai hợp phần sự phụ thuộc
của nhiệt độ đóng băng

vo nồng độ chất hòa tan S đợc biểu
diễn bằng một phơng trình đã biết trong nhiệt động lực học


wm
dS


=
ab
Nk
d
2
, (1.57)
ở đây /
23
1038,1

=
b
k J K hằng số Bolzman,

0
0
2
0
/1
ab
mab
mab
Nk
SNk
SNk






2
mm












1.4. Quá trình đoạn nhiệt
ội
năng thông qua nhiệt dung v biến thiên nhiệt độ sẽ
)0004,004,07,523(10
323
SSS +++=



. (1.59)
Trong công thức ny có mặt một số hạng tự do đặc trng cho
mức độ hạ nhiệt cần thiết để nớc đóng băng. Nhi
g thức ny tính bằng
o
C, còn độ muối bằng %o.
Đặc điểm biến đổi ranh giới chuyển pha
Nhiều khi trong chuyển động của khối nớc trê
n phơng
thẳng đứng sự trao đổi nhiệt của nó với môi trờng xung quanh
tỏ ra không đáng kể, còn nhiệt độ thì biến đổi do chênh lệch của
áp suất. Quá trình nhiệt động lực học diễn ra không có sự trao
đổi nhiệt giữa hệ thống v môi trờng xung quanh đợc gọi l
quá trình đoạn nhiệt. Ngoi ra, nếu sự trao đổi các muối cũng
không diễn ra, thì quá trình nh vậy đợc gọi l
quá trình đẳng
entropy
, bởi vì trong những điều kiện đó, nh sau ny ta sẽ
thấy, entropy có thể biến đổi chỉ do các quá trình ở bên trong hệ
thống, m không do sự trao đổi với môi trờng xung quanh. Với
những điều kiện đã nêu, phơng trình (1.37) biểu diễn sự biến

TP
E


=+








. (1.61)
Do đó,



kC
PS
Công thức
ny đặc trng cho sự biến thiên nhiệt độ nớc
trong khi nó di chuyển thẳng đứng. Trong trờng hợp nớc
dới lên phía trên v đồng thời thể tích c nở ra
(
0>
d
T
dT =
. (1.62)

P
PS
Sử dụng phơng trình trạng thái (
1.29) cho









=


ddT
T
dTC . (1.63)
phép biến đổi
biểu thức trong cặp dấu ngoặc vuông v thu đợc
dP
C
PS
T
dT


=
. (1.64)

gT
dT

. (1.65)
độ m

vì khi đó 0=

. Tại nhiệt độ cao hơn,
0>

, nhng nó không lớn, chỉ có bậc
4
10

K/m.
Do hệ quả các quá trình đoạn nhiệt, trong chuyển động di
chuyển thẳng đứng nhiệt độ của nớc biến đổi. Trong nhiều
trờng hợp cần phải biết những biến đổi ny, ví dụ khi xác định
độ ổn định thẳng đứng của khối nớc v khi phân tích các khối
nớc. Vì vậy trong hải dơng học quy ớc chuyển dẫn nhiệt độ
đoạn nhiệt về áp suất tại bề mặt đại dơng, bằng cách đó loại
trừ
đ
đợc những biến đổi đoạn nhiệt của nhiệt độ.
Nhiệt độ đã ợc chuyển dẫn bằng cách nh vậy đợc gọi l
nhiệt độ thế vị (

). Để tính nhiệt độ đó, chỉ cần lấy tích phân
công thức (1.65) theo độ sâu

.
Với t cách l phơng trình xuất phát khi thu nhận biểu
thức của nhiệt độ thế vị, có thể sử dụng phơng trình (1.64).
Trong trờng hợp ny phép lấy tích phân đợc thực hiện theo
áp suất từ
P
đến áp suất tại bề mặt
a
P









=
a
a
P
P
P
P
PSPS
dP
C
TdP
C





=




),,(),,( . (1.69)
Biểu thức dới dấu tích phân l građien mật độ đoạn nhiệt
của nớc v theo nó
hệ số nén đoạn nhiệt đợc định nghĩa nh
sau:












=
P
k
1

đại dơng v khi xác định tốc độ âm. Trên hình 1.3 dẫn ví dụ về
các trắc diện thẳng đứng của nhiệt độ thế vị v mật độ thế vị
quy ớc. Cần phải nhớ rằng các đại lợng ny bao giờ cũng đợc
quy chiếu từ tầng sâu đòi hỏi hoặc từ áp suất tại tầng đó. Biến
thiên của mật độ thế vị diễn ra chủ yếu do áp suất. Phần đóng
góp của nhiệt độ nhỏ hơn hai bậc, vì vậy, tại các độ sâu lớn hơn
1 km, nơi nhiệt độ v độ muối của nớc ít biến đổi theo độ sâu,
53 54
thì các trắc diện thẳng đứng của mật độ thực v mật độ thế vị
tơng tự nh nhau.
1.5. Các chỉ tiêu phân tầng mật độ trên phơng thẳng đứng
của đại dơng
Về trung bình đại dơng có phân tầng mật độ ổn định, tức
những lớp nớc đậm đặc hơn phân bố ở bên dới các lớp ít đậm
đặc. Građien mật độ thẳng đứng cng lớn thì cng khó xáo trộn
nớc, bởi vì cần chi phí năng lợng lớn hơn. Trong điều kiện đó
sự xâm nhập của nhiệt, muối v các chất thể khác qua các lớp
có độ ổn định mật độ lớn thờng khó khăn. Nhiều khi do tác
động của những nguyên nhân no đó m tình hình trên đây bị
phá vỡ v những khối nớc ít đậm đặc có thể nằm bên dới
những lớp đậm đặc hơn. Sự phân tầng dị thờng nh vậy không
thể duy trì trong thời gian di, v theo định luật Acsimet thì
nớc nặng hơn sẽ chìm xuống v nớc nhẹ hơn sẽ nổi lên. Đặc
điểm của hon lu kiểu ny v quá trình vận chuyển các chất
thể khác liên quan với nó lại phụ thuộc vo građien thẳng đứng
của mật độ. Vì vậy trong thực hnh hải dơng học gần nh luôn
luôn phải đánh giá độ ổn định mật độ của các đại dơng v biển
ở trạm no đó.
Chỉ tiêu ổn định đợc xác định theo tơng quan giữa mật
độ của thể tích nớc xáo trộn theo phơng thẳng đứng

z
dz
d
zzz






+=+


)()( . (1.72b)
Nếu tại mực xuất phát mật độ của thể tích đợc tách
ra
v mật độ của môi trờng xung quanh nh nhau (
z



=
), thì
hiệu các biến thiên theo phơng thẳng đứng của hai mật độ ny
sẽ lm xuất hiện lực Acsimet gây nên gia tốc
z
dz
d
dz
dg

bằng từ mực
z trong khi chuyển động xuống dới ( 0>z ) sẽ có
mật độ lớn hơn so với môi trờng xung quanh v sẽ có xu hớng
chìm tiếp. Khi chuyển động nâng lên (
0<z ), thể tích nớc ny
trở nên nhẹ hơn so với môi trờng xung quanh v sẽ nổi lên.
Phân tầng, trong đó thể tích nớc bị đa ra khỏi trạng thái cân
bằng không có xu hớng quay trở lại mực xuất phát, đợc gọi l
bất ổn định.
Nếu građien mật độ đoạn nhiệt nhỏ hơn građien thực tế
(điểm
b trên hình 1.4), tức hiệu của chúng trong cặp dấu ngoặc
vuông của công thức (1.73) có giá trị dơng, thì thể tích nớc bị
đa ra khỏi trạng thái cân bằng sẽ cố gắng quay trở lại mực ban
55 56
đầu, bởi vì trong khi nâng lên nó nặng hơn môi trờng xung
quanh, còn khi chìm xuống
nó nhẹ hơn. Phân tầng nh vậy
gọi l
phân tầng ổn định.
Trong công thức (1.73) thừa số l
tùy ý, do đó ngời ta
thờng bỏ đi. Khi đó công thức có thứ nguyên
2
s:
z





Hình 1.4. Sơ đồ tơng quan mật độ nớc
thực tế (1) v mật độ thế vị (2) trong
phân tầng bất ổn định (a) v ổn định (b) Khi ớc lợng thực tế về sự phân tầng của đại dơng, để
thuận tiện ngời ta không dùng mật độ, m dùng các đặc trng
quan trắc nh nhiệt độ, độ muối, áp suất. Vì đã giả thiết rằng
trong quá trình đoạn nhiệt thể tích nớc bị tách ra không biến
đổi độ muối của mình, građien mật độ đợc biểu diễn dới dạng
aa
a
dz
dP
Pz
T
Tdz
d




dP
Pdz
dS
Sdz
dT
Tdz
d


+


+


=




. (1.76)
Thế hai biểu thức građien mật độ cuối cùng ny vo công
thức (1.74), với điều kiện l do áp suất nhanh chóng đợc san
bằng nên áp suất ở bên trong thể tích nớc di chuyển v ở môi
trờng xung quanh sẽ nh nhau, ta có






T
g
N
a


2
. (1.77)
Dới dạng ny, bình phơng của tần số Vaisial
Brent đợc
gọi l chỉ tiêu độ ổn định Hesselberg
Sverdrup. Nó đợc sử
dụng để đặc trng cho độ phân tầng mật độ ở đại dơng.
Để đánh giá ảnh hởng tơng đối của građien nhiệt độ v
độ muối tới độ ổn định của nớc, chỉ cần theo phơng trình
trạng thái xác định sự phụ thuộc của mật độ nớc vo nhiệt độ
v độ muối, các đạo hm của mật độ theo nhiệt độ v độ muối có
mặt trong công thức (1.77) dới dạng những nhân tử đứng trớc
các građien tơng ứng. Nhân tử đứng trớc građien độ muối lớn
hơn nhân tử đứng trớc građien nhiệt độ gần một bậc. Do đó,
mặc dù građien độ muối nhỏ, nó có ảnh hởng lớn tới phân tầng
mật độ của đại dơng. Vì vậy, ở những vùng Đại dơng Thế giới
nơi có dòng nớc sông, sự tan băng v giáng thủy lm ngọt hóa
57 58
lớp nớc mặt, thì phân tầng mật độ sẽ rất ổn định v thực tế
khó có thể chuyển sang trạng thái bất ổn định chỉ do biến đổi
của nhiệt độ. Ví dụ, vo mùa hè của năm do tan băng lm ngọt
hóa ở các biển Bắc Băng Dơng m građien độ muối đạt tới trị
số khoảng 0,5 %
o trên 1 m. Để khắc phục độ ổn định cao nh

. -

. ., , 1979. 327.
4. . .
. . 3.

. . 4-. ., , 1998. 208 .
5. .
. . . .,
, 1970. 501 .

Câu hỏi tự kiểm tra
1. ý nghĩa vật lý của năng lợng, entropy, entalpy v thế hóa
học của hệ nhiệt động lực học nớc biển?
2. Phơng trình cơ bản của nhiệt động lực học nớc biển đặc
trng cho cái gì?
3. Phơng trình trạng thái nớc biển dạng vi phân v phơng
trình của Knudsen, ES-80 v những phơng trình khác khác
nhau ở chỗ no?
4. Tại sao ngời ta phân biệt nhiệt dung đẳng áp v đẳng thể
tích của nớc biển?
5. Entalpy nớc biển biến đổi nh thế no khi thay đổi trạng
thái pha của nó? Mối liên hệ của nó với nhiệt lợng chuyển
pha?
6. Bản chất của các quá trình đoạn nhiệt v đẳng entropy v
ảnh hởng của chúng tới nhiệt độ v mật độ nớc đại dơng?
7. Độ ổn định thẳng đứng của nớc đại dơng liên hệ nh thế
no với phân bố nhiệt độ v độ muối?