تدفق متوازن

تُكتب معادلات الزخم أساسًا للمسار العام لحزمة من التدفق تتحرك على مستوى أفقي عند زمن معين يُسمى t . يُحدد موضع الحزمة بالمسافة التي قطعتها على المسار s = s ( t ) حتى الزمن t . في الواقع، المسار هو نتاج توازن القوى المؤثرة على الجسيم. في هذا القسم، نفترض معرفة هذا المسار مسبقًا لتسهيل التمثيل. عند دراسة الحركة التي تحددها القوى المختارة لاحقًا، سنحصل على مؤشرات حول نوع المسار الذي يُناسب توازن القوى المحدد.

يمتلك المسار عند الموضع s متجه وحدة مماس s يشير دائمًا إلى اتجاه تزايد s 's ، بالإضافة إلى متجه وحدة n عمودي على s يشير نحو مركز الانحناء المحلي O. يقع مركز الانحناء على الجانب الداخلي للانحناء، ويمكن أن يتحرك على جانبي المسار وفقًا لشكل المسار. المسافة بين موضع الطرد ومركز الانحناء هي نصف قطر الانحناء R عند ذلك الموضع. يقترب نصف قطر الانحناء من طول لانهائي عند النقاط التي يصبح فيها المسار مستقيمًا، ولا يكون الاتجاه الموجب لـ n محددًا في هذه الحالة (كما هو موضح في التدفقات الجيوستروفية ). يُشار إلى إطار المرجع ( s , n ) بالأسهم الحمراء في الشكل. يُسمى هذا الإطار طبيعيًا أو جوهريًا لأن محاوره تتكيف باستمرار مع حركة الطرد، وبالتالي فهي الأكثر ارتباطًا بمصيره.

يكون متجه السرعة ( V ) موجهًا مثل s وله شدة ( سرعة ) V = d s /d t . هذه السرعة دائمًا كمية موجبة، لأن أي جسم يتحرك على طول مساره الخاص، ومع زيادة الزمن (d t > 0)، يزداد طول المسافة المقطوعة أيضًا (d s > 0).

يُحلل متجه تسارع الجسم إلى تسارع مماس موازٍ للمحور s وتسارع مركزي على طول المحور n الموجب . يُغير التسارع المماسي السرعة V فقط ، ويساوي DV / Dt ، حيث تشير d الكبيرة إلى المشتقة المادية . أما التسارع المركزي، فيتجه دائمًا نحو مركز الانحناء O، ويُغير اتجاه الإزاحة الأمامية s فقط أثناء حركة الجسم.

في نموذج التدفق المتوازن المثالي، نأخذ في الاعتبار توازنًا ثلاثيًا للقوى وهي:

• قوة الضغط. هي التأثير الواقع على كتلة الهواء نتيجةً للاختلافات المكانية في الضغط الجوي المحيط بها . (لا تُؤخذ التغيرات الزمنية في الاعتبار هنا). يُصوَّر التغير المكاني للضغط من خلال خطوط تساوي الضغط ، وهي خطوط كونتورية تصل بين المواقع التي يتساوى فيها الضغط. في الشكل، يُوضَّح ذلك ببساطة بخطوط مستقيمة متساوية المسافات. قوة الضغط المؤثرة على كتلة الهواء تساوي سالب متجه تدرج الضغط (يرمز له بـ: grad p ) - المرسوم في الشكل كسهم أزرق. عند جميع النقاط، يشير تدرج الضغط إلى اتجاه الزيادة القصوى في الضغط ، ويكون دائمًا عموديًا على خط تساوي الضغط عند تلك النقطة. بما أن كتلة الهواء تشعر بدفع من الضغط الأعلى إلى الضغط الأدنى، فإن قوة متجه الضغط الفعالة تكون معاكسة لتدرج الضغط، ومن هنا تأتي الإشارة السالبة قبل متجه التدرج.
• الاحتكاك . هو قوة تعاكس الحركة الأمامية دائمًا، حيث يعمل المتجه دائمًا في الاتجاه السالب s، مما يؤدي إلى تقليل السرعة. في نماذج التدفق المتوازن، يكون الاحتكاك الناتج عن خشونة سطح الأرض على الهواء المتحرك في الأعلى هو الاحتكاك المؤثر. ولتبسيط الأمر، نفترض هنا أن قوة الاحتكاك (لكل وحدة كتلة) تتناسب طرديًا مع سرعة الكتلة من خلال معامل احتكاك ثابت K. في ظروف أكثر واقعية، يكون اعتماد الاحتكاك على السرعة غير خطي، باستثناء التدفقات الصفائحية البطيئة .
• قوة كوريوليس . هذا التأثير، الناتج عن دوران الأرض، يميل إلى إزاحة أي جسم يتحرك في نصف الكرة الشمالي (الجنوبي) نحو يمينه (يساره). تتناسب شدتها لكل وحدة كتلة طرديًا مع السرعة V ، وتزداد قيمتها من خط الاستواء (حيث تكون صفرًا) باتجاه القطبين بما يتناسب مع تردد كوريوليس المحلي f (قيمة موجبة شمال خط الاستواء وسالبة جنوبه). لذلك، يشير متجه كوريوليس دائمًا بشكل جانبي، أي على طول المحور n . قد تتغير إشارته في معادلة التوازن، لأن الاتجاه الموجب للمحور n ينعكس بين يمين ويسار المسار بناءً على انحنائه فقط، بينما يشير متجه كوريوليس إلى أي من الجانبين بناءً على موقع الجسم على سطح الأرض. الصيغة الدقيقة لقوة كوريوليس أكثر تعقيدًا من مجرد حاصل ضرب معامل كوريوليس وسرعة الجسم. مع ذلك، يتوافق هذا التقريب مع إهمال انحناء سطح الأرض.

في الحالة الخيالية المرسومة في الشكل، تدفع قوة الضغط الطرد للأمام على طول المسار وللداخل بالنسبة للانحناء؛ وتدفع قوة كوريوليس للداخل (للخارج) من الانحناء في نصف الكرة الشمالي (الجنوبي)؛ ويسحب الاحتكاك (بالضرورة) للخلف.

لتحقيق التوازن الديناميكي للطرد ، يكون أي من مركّبات التسارع مضروبًا في كتلة الطرد مساويًا لمركّبات القوى الخارجية المؤثرة في نفس الاتجاه. وبما أن معادلات التوازن للطرد مكتوبة بالإحداثيات الطبيعية، فإن معادلات مركّبات الزخم الأفقي لكل وحدة كتلة تُعبّر عنها كما يلي: $${\displaystyle {\frac {DV}{Dt}}=-{\frac {1}{\rho }}{\frac {\partial p}{\partial s}}-KV}$$$${\displaystyle {\frac {V^{2}}{R}}=-{\frac {1}{\rho }}{\frac {\partial p}{\partial n}}\pm fV,}$$ في الاتجاهين الأمامي والجانبي على التوالي، حيث ρ هي كثافة الهواء .

يمكن تقسيم المصطلحات على النحو التالي:

• ${\displaystyle {DV}/{Dt}}$هو معدل التغير الزمني لسرعة الطرد (التسارع المماسي)؛
• ${\displaystyle -{\partial p}/{\partial s}}$هو مكون قوة الضغط لكل وحدة حجم على طول المسار؛
• ${\displaystyle -KV}$التباطؤ ناتج عن الاحتكاك؛
• ${\displaystyle {V^{2}}/{R}}$هو التسارع المركزي؛
• ${\displaystyle -{\partial p}/{\partial n}}$هو مكون قوة الضغط لكل وحدة حجم عمودي على المسار؛
• ${\displaystyle \pm fV}$هي قوة كوريوليس لكل وحدة كتلة (يعتمد غموض الإشارة على الاتجاه المتبادل لمتجه القوة و n ).

في المناقشات التالية، سنتناول التدفق المستقر. وبالتالي، لا يمكن أن تتغير السرعة مع الزمن، ويجب أن يكون مجموع القوى المكونة التي تُنتج التسارع المماسي مساويًا للصفر. بعبارة أخرى، يجب أن تتوازن القوى الفعالة والمقاومة في الاتجاه الأمامي حتى${\displaystyle DV/Dt=0}$من المهم الإشارة إلى أنه لم يُفترض بعد ما إذا كانت القوى المؤثرة على الجانب الأيمن ذات أهمية كبيرة أم ضئيلة. علاوة على ذلك، تتطابق المسارات وخطوط الانسياب في حالة الاستقرار، وتصبح صفات "مماسي/عمودي" و"مع اتجاه التدفق/عبر اتجاه التدفق" قابلة للتبادل. يُطلق على التدفق الجوي الذي لا يكون فيه التسارع المماسي ضئيلاً اسم التدفق المتساوي الضغط .

لا يزال بإمكان اتجاه السرعة أن يتغير في الفضاء على طول المسار الذي يتم تحديده بواسطة نمط الضغط، باستثناء التدفقات القصور الذاتي .

بحذف حدود محددة في معادلات التوازن المماسي والعمودي، نحصل على أحد التدفقات المثالية الخمسة التالية: التدفق المضاد للارتداد ، والتدفق الجيوستروفي ، والتدفق الدائري ، والتدفق القصوري ، والتدفق التدرجي . ومن خلال تحليل توازن الحدود المتبقية، يمكننا فهم

• ما هو ترتيب مجال الضغط الذي يدعم مثل هذه التدفقات؟
• المسار الذي تسلكه حزمة الهواء؛ و
• وبأي سرعة يفعل ذلك.

يوضح الجدول التالي (نعم/لا) المساهمات التي تُؤخذ في الاعتبار في كل نموذج مثالي. كما ذُكرت مخططات طبقة إيكمان من باب الإكمال، وتم تناولها بشكل منفصل لأنها تتعلق بالاحتكاك الداخلي للهواء وليس الاحتكاك بين الهواء والأرض.

في معادلة الزخم في اتجاه التدفق، يُوازن الاحتكاك مُركّبة تدرج الضغط دون أن يكون مهملاً (بحيث K ≠ 0). يتكوّن متجه تدرج الضغط فقط من المُركّبة على طول المماس s للمسار . ويُحدّد التوازن في اتجاه التدفق سرعة مقاومة الاحتكاك.$${\displaystyle V=-{\frac {1}{K\rho }}{\frac {\partial p}{\partial s}}}$$

تضمن السرعة الموجبة حقيقة أن التدفقات المضادة للاحتكاك تتحرك على طول المنحدر الهابط لحقل الضغط، بحيث يكون ذلك رياضياً${\displaystyle {\partial p}/{\partial s}<0}$بافتراض ثبات حاصل ضرب KV و ρ، فإن p يتغير خطيًا مع s ، ويكون المسار بحيث يتعرض الجسم لانخفاضات متساوية في الضغط أثناء قطعه مسافات متساوية. (يتغير هذا، بالطبع، عند استخدام نموذج احتكاك غير خطي أو معامل احتكاك يتغير مكانيًا لمراعاة اختلاف خشونة السطح).

في معادلة الزخم العرضي، تكون قوة كوريوليس وتدرج الضغط العمودي مهملين، مما يؤدي إلى انعدام تأثير الانحناء الكلي. أما الحد المركزي${\displaystyle {V^{2}}/{R}}$يختفي المسار عندما تكون السرعة غير صفرية، ويؤول نصف قطر الانحناء إلى اللانهاية، ويجب أن يكون المسار خطًا مستقيمًا. بالإضافة إلى ذلك، يكون المسار عموديًا على خطوط تساوي الضغط لأن${\displaystyle \partial p/\partial n=0}$بما أن هذه الحالة تحدث عندما يكون اتجاه n هو اتجاه خط تساوي الضغط، فإن s يكون عموديًا على خطوط تساوي الضغط. وبالتالي، يجب أن تكون خطوط تساوي الضغط المضادة للضلع دوائر متساوية المسافة أو خطوطًا مستقيمة.

يُعدّ التدفق المضاد للاحتكاك على الأرجح الأقل استخدامًا من بين نماذج التدفق المتوازن الخمسة المثالية، نظرًا لصرامة شروطه. ومع ذلك، فهو النموذج الوحيد الذي يُعتبر فيه الاحتكاك في الأسفل عاملًا أساسيًا. لذا، ينطبق نموذج التدفق المضاد للاحتكاك على التدفقات التي تحدث بالقرب من سطح الأرض، في منطقة تُعرف بطبقة الإجهاد الثابت .

في الواقع، يحتوي التدفق في طبقة الإجهاد الثابت على مركبة موازية لخطوط تساوي الضغط أيضًا، نظرًا لأنه غالبًا ما يكون مدفوعًا بالتدفق الأسرع في الأعلى. ويحدث هذا بسبب ما يُسمى بتدفق الهواء الحر عند الارتفاعات العالية، والذي يميل إلى أن يكون موازيًا لخطوط تساوي الضغط، وبسبب تدفق إيكمان عند الارتفاعات المتوسطة، والذي يتسبب في انخفاض سرعة الهواء الحر وتغيير اتجاهه عند الاقتراب من السطح.

بسبب إهمال تأثيرات كوريوليس، يحدث التدفق المضاد للارتداد إما بالقرب من خط الاستواء (بغض النظر عن مقياس طول الحركة) أو في أي مكان آخر عندما يكون رقم إيكمان للتدفق كبيرًا (عادةً للعمليات صغيرة النطاق)، على عكس التدفقات الجيوستروفية.

يمكن استخدام التدفق المضاد للارتداد لوصف بعض ظواهر الطبقة الحدية مثل نسيم البحر، وضخ إيكمان، والتيار النفاث المنخفض المستوى في السهول الكبرى. ^{[ 1 ]}

في معادلة الزخم في اتجاه التدفق، يتم التعبير عن الاحتكاك المهمل بواسطة K = 0، وبالنسبة لتوازن الحالة المستقرة، تتبع ذلك قوة ضغط مهملة في اتجاه التدفق.

لا يمكن تحديد السرعة من خلال هذا التوازن. ومع ذلك،${\displaystyle \partial p/\partial s=0}$يستلزم ذلك أن يسير المسار بمحاذاة خطوط تساوي الضغط، وإلا فإن الكتلة المتحركة ستشهد تغيرات في الضغط كما هو الحال في التدفقات المضادة للانحناء. وبالتالي، لا يمكن حدوث أي انحناء إلا إذا كانت خطوط تساوي الضغط مستقيمة في الأساس. لذلك، تتخذ التدفقات الجيوستروفية مظهر مجرى مائي يسير بمحاذاة هذه الخطوط.

في معادلة الزخم العرضي، تتوازن قوة كوريوليس غير المهملة مع قوة الضغط، بحيث لا تتعرض كتلة الهواء لأي انحناء. ولأن المسار لا ينحني، لا يمكن تحديد الاتجاه الموجب للمتجه n لعدم وجود مركز انحناء. تصبح إشارات مركبات المتجه العمودي غير مؤكدة في هذه الحالة. مع ذلك، يجب أن تعادل قوة الضغط قوة كوريوليس تمامًا، لذا يجب أن تتحرك كتلة الهواء مع قوة كوريوليس عكس اتجاه تناقص الضغط الجانبي. لذلك، وبغض النظر عن عدم اليقين في تحديد متجه الوحدة n رسميًا ، تتحرك الكتلة دائمًا مع الضغط الأقل على يسارها (يمينها) في نصف الكرة الشمالي (الجنوبي).

السرعة الجيوستروفية هي$${\displaystyle V={\frac {1}{\rho }}\left|{\frac {1}{f}}{\frac {\partial p}{\partial n}}\right|.}$$

يشبه التعبير عن السرعة الجيوستروفية التعبير عن السرعة المضادة للارتداد: هنا يتم تحديد السرعة من خلال مقدار تدرج الضغط عبر (بدلاً من على طول) المسار الذي يتطور على طول (بدلاً من عبر) خط تساوي الضغط.

يستخدم واضعو النماذج والمنظرون والمتنبئون العملياتيون بشكل متكرر تقريب التوازن الجيوستروفي / شبه الجيوستروفي . ولأن الاحتكاك غير مهم، فإن التوازن الجيوستروفي يناسب التدفقات على ارتفاعات كافية فوق سطح الأرض. ولأن قوة كوريوليس مهمة، فإنه يناسب عادةً العمليات ذات رقم روسبي الصغير ، والتي تتميز عادةً بأطوال كبيرة. كما تتحقق الشروط الجيوستروفية في التدفقات ذات رقم إيكمان الصغير ، على عكس الشروط المضادة للاحتكاك .

من الشائع أن تتشكل الظروف الجيوستروفية بين منطقتين محددتين جيدًا من الضغط المرتفع والمنخفض؛ أو أن يكون تيار جيوستروفي رئيسي محاطًا بعدة مناطق ذات ضغط مرتفع ومنخفض على جانبيه (انظر الصور). على الرغم من أن معادلات التدفق المتوازن لا تأخذ في الحسبان الاحتكاك الداخلي (بين الهواء والهواء)، فإن اتجاهات التدفق في التيارات الجيوستروفية والأنظمة الدوارة المجاورة تتوافق أيضًا مع التلامس القصي بينها.

تكون سرعة التيار الجيوستروفي أكبر (أصغر) من سرعة التدفق المنحني حول منطقة ضغط منخفض (مرتفع) مع نفس تدرج الضغط: تُفسَّر هذه الخاصية بمخطط تدفق التدرج الأكثر عمومية . يساعد هذا في استخدام السرعة الجيوستروفية كتقدير تقريبي للترتيبات الأكثر تعقيدًا - انظر أيضًا سرعات التدفق المتوازنة المُقارنة أدناه.

يشير أصل الكلمة ومخططات الضغط المعروضة إلى أن التدفقات الجيوستروفية قد تصف الحركة الجوية على نطاقات واسعة إلى حد ما، وإن لم يكن ذلك بالضرورة.

كما هو الحال في التوازن الجيوستروفي، يكون التدفق بلا احتكاك، وبالنسبة للحركة المستقرة، تتبع المسارات خطوط تساوي الضغط.

في معادلة الزخم العرضي، يتم تجاهل قوة كوريوليس فقط، بحيث يكون التسارع المركزي هو قوة الضغط العرضية لكل وحدة كتلة. $${\displaystyle {\frac {V^{2}}{R}}=-{\frac {1}{\rho }}{\frac {\partial p}{\partial n}}.}$$

وهذا يعني أن المسار يخضع لتأثير انحناء، وأن السرعة الدورانية هي $${\displaystyle V={\sqrt {-{\frac {R}{\rho }}{\frac {\partial p}{\partial n}}}}.}$$

إذن، تتحدد سرعة التدفق الإكلستروفي بمقدار تدرج الضغط عبر المسار وبنصف قطر انحناء خط تساوي الضغط. ويكون التدفق أسرع كلما ابتعدنا عن مركز انحنائه، وإن كان ذلك بشكل أقل من الخطي.

من دلالات معادلة الزخم العرضي أن التدفق الإكلستروفي لا يتشكل إلا بجوار منطقة ضغط منخفض. ويتضح ذلك من اشتراط أن تكون الكمية تحت الجذر التربيعي موجبة. تجدر الإشارة إلى أن مسار التدفق الإكلستروفي وُجد أنه خط متساوي الضغط. فقط عندما يزداد الضغط من مركز الانحناء نحو الخارج، تكون مشتقة الضغط سالبة ويكون الجذر التربيعي محددًا بدقة - وبالتالي، يجب أن يكون الضغط في مركز الانحناء منخفضًا. لا تُشير المعادلات الرياضية السابقة إلى ما إذا كان الدوران الإكلستروفي في اتجاه عقارب الساعة أم عكسها، مما يعني أن الترتيب النهائي هو نتيجة لتأثيرات لم تُؤخذ في الحسبان في العلاقة، وتحديدًا دوران الخلية الأم.

يُعدّ نموذج التوازن الإكلستروفي واقعيًا عندما تكون قوى كوريوليس والاحتكاك ضئيلة، أي في التدفقات ذات رقم روسبي كبير ورقم إيكمان صغير . عادةً ما تكون تأثيرات كوريوليس ضئيلة في خطوط العرض المنخفضة أو على نطاقات أصغر. يمكن تحقيق التوازن الإكلستروفي في أنظمة مثل الأعاصير القمعية ، والزوابع الترابية ، والأعاصير المائية . كما يمكن اعتبار سرعة التوازن الإكلستروفي أحد مساهمات سرعة توازن التدرج، كما هو موضح لاحقًا.

من بين الدراسات التي تستخدم التخطيط الدائري، يستخدم رينو وبلوستين ^{[ 2 ]} معادلة السرعة الدائرية لبناء نظرية للأعاصير المائية؛ ويستخدم وين وهونيادي وأوليتش ^{​​[ 3 ]} التقريب الدائري لحساب أقصى سرعة للرياح المماسية لإعصار كبير مر بالقرب من أليسون، تكساس في 8 يونيو 1995.

كما في السابق، فإن التدفق عديم الاحتكاك في ظروف الحالة المستقرة يعني أن ${\displaystyle \partial p/\partial s=0}$لكن في هذه الحالة، لا تُعرَّف خطوط تساوي الضغط أصلاً. ولا يمكننا استخلاص أي توقعات بشأن المسار من ترتيب حقل الضغط.

في معادلة الزخم العرضي، بعد إهمال قوة الضغط، يكون التسارع المركزي هو قوة كوريوليس لكل وحدة كتلة. يزول غموض الإشارة، لأن الانحناء يتحدد فقط بقوة كوريوليس التي تحدد جانب الانحناء دون منازع - لذا فإن هذه القوة تحمل دائمًا إشارة موجبة. سيكون الدوران بالقصور الذاتي في اتجاه عقارب الساعة (عكس اتجاه عقارب الساعة) في نصف الكرة الشمالي (الجنوبي). معادلة الزخم $${\displaystyle {\frac {V^{2}}{R}}=\left|f\right|V,}$$ يعطينا السرعة القصور الذاتي $${\displaystyle V=\left|f\right|R.}$$

لا تُساعد معادلة السرعة بالقصور الذاتي في تحديد السرعة أو نصف قطر الانحناء إلا بمعرفة الآخر. ويُعرف المسار الناتج عن هذه الحركة بالدائرة بالقصور الذاتي . ولا يُقدم نموذج التدفق المتوازن أي معلومات عن السرعة الابتدائية للدائرة بالقصور الذاتي، والتي يجب أن تُحفزها اضطرابات خارجية.

بما أن حركة الغلاف الجوي تعود في معظمها إلى فروق الضغط، فإن التدفق بالقصور الذاتي لا ينطبق بشكل كبير على ديناميكيات الغلاف الجوي. مع ذلك، تظهر السرعة بالقصور الذاتي كمساهمة في حل سرعة التدرج (انظر لاحقًا). علاوة على ذلك، تُلاحظ التدفقات بالقصور الذاتي في تيارات المحيط، حيث تكون التدفقات أقل تأثرًا بفروق الضغط مقارنةً بالهواء نظرًا لارتفاع الكثافة - إذ يمكن أن يحدث توازن بالقصور الذاتي على أعماق تتلاشى فيها قوة الاحتكاك التي تنقلها رياح السطح إلى الأسفل.

كما هو الحال في جميع المعادلات باستثناء معادلة التوازن المضاد للارتجاج، يتم إهمال قوى الاحتكاك والضغط في معادلة الزخم في اتجاه التدفق، وبالتالي ينتج عن ذلك${\displaystyle \partial p/\partial s=0}$أن التدفق موازٍ لخطوط تساوي الضغط الجوي.

يؤدي حل معادلة الزخم العرضي الكاملة كمعادلة تربيعية لـ V إلى $${\displaystyle V=\pm {\frac {fR}{2}}\pm {\sqrt {{\frac {f^{2}R^{2}}{4}}-{\frac {R}{\rho }}{\frac {\partial p}{\partial n}}}}.}$$

لا تُعطي جميع حلول سرعة الرياح المتدرجة نتائج منطقية فيزيائيًا: يجب أن يكون الطرف الأيمن موجبًا بالكامل نظرًا لتعريف السرعة؛ ويجب أن تكون الكمية الموجودة تحت الجذر التربيعي غير سالبة. ينشأ الغموض الأول في الإشارة من التوجه المتبادل لقوة كوريوليس ومتجه الوحدة n ، بينما ينشأ الغموض الثاني من الجذر التربيعي.

سيتم مناقشة الحالات المهمة للدوران الإعصاري والدوران المضاد للإعصار لاحقًا.

يُعدّ التدفق المتدرج مفيدًا في دراسة التدفق الجوي الذي يدور حول مراكز الضغط العالي والمنخفض ذات أرقام روسبي الصغيرة. في هذه الحالة، يكون نصف قطر انحناء التدفق حول مراكز الضغط صغيرًا، ولا يعود التدفق الجيوستروفي مناسبًا بدقة كافية.

مخططات ضغط السطح التي تدعم ظروف الرياح المتدرجة

ضغط منخفض غرب أيرلندا وظروف إعصارية.

ضغط جوي مرتفع فوق الجزر البريطانية وظروف مضادة للأعاصير.