\section{はじめに}

熱帯大気には, Madden-Julian 振動 (以下
    MJO), スーパークラスター, クラウドクラスターと呼ばれる
    組織化した階層的な降水構造が存在する. 
MJO は, 30 -- 60 日の周期で東進する東西波数 1 の対流活動域であり, 
    Madden and Julian, (1971, 1972) によって発見された. 
スーパークラスターやクラウドクラスターは Nakazawa (1988) 
    によって発見された. 
スーパークラスターは MJO の活動域内に現れ, 
    水平スケールは 3000 -- 5000 km であり, 5 -- 10 m/s で東進する. 
クラウドクラスターは SCC の内部構造であり, 水平スケールは 1000 km 
    以下であり, 10 -- 20 m/s で西進する. 

これらの降水構造に関する初めての大気大循環モデル (以下, GCM) 
    による研究は, Hayashi and Sumi (1986) である. 
Hayashi and Sumi (1986) は, 
    全球をすべて水で覆い (水惑星), 
    その温度を東西一様とするという境界条件を用いて, 
    赤道付近に以下のような降水構造が
    熱帯大気に内在するメカニズムによって自発的に形成されうることを示した: 
    \begin{itemize}
     \item 水平スケール 1000 km 程度の降水域が同時にいくつか存在し, 
           この降水域が持続的に東進し, 約 30 日で赤道を一周する. 
     \item この水平スケール 1000 km 程度の降水域は, 
           東西波数 1 の変調を受けていて,
           この変調も 1000 km 程度の降水域と同じ速度で東進する. 
           東西風は東西波数 1 の変調と対応する東進するシグナルが顕著で
           ある. 
    \end{itemize}
Hayashi and Sumi (1986) は, この結果と現実大気との対応について, 
    水平スケール約 1000 km の降水域をスーパークラスターと呼び, 
    東西波数 1 の変調を MJO に対応するものであると述べた. 

しかしその後の研究で, 
   用いる GCM や物理過程が異なれば Hayashi and Sumi (1986) 
   のような降水構造は再現されないことが分かってきた. 
Numaguti and Hayashi (1991a) (以下, NH1991a) は, 
    Hayashi and Sumi (1986) と同じモデルで,  
    2 種類の積雲パラメタリゼーションを用いて数値実験を行った. 
    その結果, 
    Hayashi and Sumi (1986) で用いていた
    Kuo (1974) のパラメタリゼーション (以下, Kuo) の結果と, 
    湿潤対流調節 (Manabe {\it et al.}, 1965) のパラメタリゼーション 
    (以下, 対流調節) の結果は, 
    東西波数 1 の変調の東進の構造が顕著である点は共通するものの, 
    格子スケールの降水域は西進を示し, 
    さらに格子スケールの西進の包絡として東進する構造が現れた. 
また Hosaka {\it et al.} (1998) (以下, H1998) は,  
    Hayashi and Sumi (1986) と異なるモデルで, 
    積雲パラメタリゼーションに対流調節を用いて数値実験実験を行った. 
その結果は, 格子スケールの擾乱は西進する点は NH1991a と一致するものの, 
    東西波数 1 の変調を受けた構造の東進は非常に弱いというものであった. 

NH1991a は, 格子スケールの東進の維持は 
     wave-CISK  (Hayashi,1970; Lindzen, 1974) 
     メカニズムで説明されうるとしている. 
wave-CISK とは, 
     波動にともなう上昇流と積雲活動の結合によって波動擾乱を強めるプロセ
     スのことを指す (Nunaguti, 1992). 
この理論による擾乱の成長や伝播速度には, 
     凝結加熱率の鉛直分布が重要であることが知られている. 
すなわち, 凝結加熱率が下層より上層で大きいほど, 
     傾圧第 2 モードの波動が強く励起され, 
     傾圧第 1 モードの波動との結合による不安定を起こすのに適している 
     (Lau and Peng, 1987; Chang and Lim, 1988). 

% この段落変. 
凝結加熱率の鉛直分布と降水構造の関係に注目した数値実験に, 
Numaguti and Hayashi (2000) がある. 
彼らは, 
    対流調節用いた経度高度断面の 2 次元モデルで, 
   放射冷却率を固定して与えて数値実験を行った. 
その結果, 放射冷却率を下層で最大にすると凝結加熱率も下層で最大になり, 
    格子スケール降水域の西進ははっきりと見られず, 
    格子スケールの降水域の包絡の東進は現れなくなることを示した. 
また H1998 は, 
     NH1991a との降水構造の違いについて, 
     モデルの放射過程が異なることを理由のひとつに挙げている.
このことから, NH1991a, H1998 
     の降水構造の違いは
     放射冷却率, 凝結加熱率の鉛直分布の違いによる可能性が示唆される. 

そこで本研究では, 
    熱帯域の降水活動の放射冷却率鉛直分布依存性を 
    GCM を用いた水惑星実験によって調べる. 
実験に用いるモデルは, 
    H1998 と同様のものである.  
また実験は, 
    長波放射過程の乾燥空気の吸収係数を変えた 
    5 つのケースについて
    積雲パラメタリゼーションに Kuo 
    と対流調節の 2 種類を用いた計 10 ケースを行う. 

モデルと実験設定は 2 章で述べる. 
3 章では実験結果を比較し, 
    現れた降水構造に対してコンポジット解析を行う.  
4 章では実験結果とそのコンポジット解析をを元に, 
    本モデルにおける降水構造を生成維持するメカニズムについて考察し, 
    NH1991a や現実大気の降水活動と比較する. 
5 章はまとめと結論である. 











