2013, Vol. 56
近惯性振荡广泛分布于世界各大海洋.它有着顺时针或逆时针的近圆偏振位于南北半球, 其频率略微高于当地的惯性频率[1].许多观测和理论研究指出近惯性运动可以由局地表层风应力的突变, 台风/飓风的经过, 海洋的扰动等所产生[2-4].近惯性运动的时间和空间结构随局地位置和外强迫的改变而不同.在开阔大洋, 由风引起的近惯性运动的特征主要表现为随局地风场、混合层厚度和垂直层化的特征而变化, 观测结果表明近惯性振荡在近表层被增强, 随着混合层深度变深而减弱[5].其时间调制尺度为5~7天, 同时空间水平调制尺度为20~60km[6].虽然惯性振荡的能量主要位于混合层, 但其能量可以穿过主温跃层向下传播到深层海洋, 导致深层水振荡[7].
许多研究表明, 当近惯性运动与半日内潮相互作用时, 近惯性运动在内波带内可以进行能量传递, 在这种能量传递过程中近惯性运动起主要作用[8-11]在南中国海报道了由于次调和不稳定(PSI)引起的近惯性运动和全日内潮之间的非线性相互作用[12-13], 报道指出, 在13°N~15°N之间, 全日内潮波通过PSI机制将能量传输给惯性波.该过程将伴随着水平速度在垂向上流差引起的剪切增强和全日内潮波能量减少, 从而引起全日内潮波的能量耗散[14-17].
在大洋中, 半日内波与近惯性波耦合是三波耦合的主要特征.在本文中, 我们关注由浣熊台风经过之后引起的近惯性波的特征, 以及通过近惯性波与全日内潮波的非线性相互作用, 研究(f+D1)频率波增强的物理机制和近惯性波能量耗散的一种机制.
2 数据本文所使用的数据主要来源于75kHzADCP的海流数据.中国科学院南海海洋研究所西沙台站建设项目, 在位于(17°07.012′N, 110°18.102′E)布放了一套深水自容式潜标系统(图 1).该套系统观测时间由2007年8月-2008年8月. ADCP位于水深500m处向上观测.具体参数设置如表 1.如图 2所示, 图中分别展示了潜标系统在一年时间序列上姿态参数.水深位于475~490m之间, 上下浮动很小.仪器的倾斜角度为-0.5~-3之间, 最大倾斜角度为-3.8, 表明数据资料可靠.旋转角度为1.8~4之间.由标体的姿态数据可知, 我们所获取的潜标观测数据是可靠的.
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图 1 2008年4月14-19日期间台风浣熊路径(*号为潜标所在位置) Fig. 1 Mooring location (*), the pathway of Typhoon Neoguri from April 14 to 19 in 2008 |
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表 1 潜标系统中ADCP的设置参数 Table 1 Some specifications of the mooring details |
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图 2 ADCP仪器设备深度值(a)、倾斜角(b)和旋转度(c)的时间序列(虚线为台风经过期间) Fig. 2 The time series of depth(a), pitch(b) and roll(c) (dotted line is the period of Typhoon pass) |
2008年南海北部开放航次在位于潜标位置点进行CTD垂向剖面观测, 数据值从表层到近底面1350m处.经过质量控制, 并将数据处理成等米深度值.由matlab软件的seawater工具包进行位势密度和浮力频率计算, 并采用50m垂向平滑.该站点的位势密度与浮力频率的垂向剖面分布见图 3.由图 3可知, 在位于60m处是浮力频率最大值处, 温跃层位于60~200 m之间.当台风经过时候, 最大浮力频率深度值会加深, 但由于没有台风经过时候的观测资料, 故只能以该次数据值作为参考.
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图 3 潜标站位势密度(a)和浮力频率(b)垂向分布 Fig. 3 Profile of potential density and buoyancy frequency before Typhoon Neoguti arrived |
浣熊台风于2008年4月16日在南中国海形成, 并向西北偏北方向移动, 在经过锚定潜标点区域的时候台风中心位移速度达4.6 m/s, 潜标点上空最大风速达38m/s.台风数据资料来源于中国台风网.潜标点距离台风中心最近的距离为100km(图 1).由于台风是由潜标点的右侧经过, 所以由此所观测到的近惯性波会比台风由左侧经过来的弱些[18].
3 方法将时间序列信号按频率展开, 使其成为频率的函数, 并考察变化规律, 称为频谱分析.文中利用Gonella[19]方法计算动能谱:
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(1) |
其中逆时针谱为
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(2) |
顺时针谱为
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(3) |
式中的尖括号为傅里叶变换, w+和w-为逆时针和顺时针旋转部分.旋转谱用来识别正压与斜压运动, 自由传播的内波, 非线性强迫运动及细结构污染等[20], 这些自由内重力波的椭圆率为ε~|f/σ|.
Gonella[19]引用了旋转系数来定义波的偏振:
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(4) |
当CR=0时, 表示为纯直线运动; 当CR=±1时, 表示为纯圆周运动.在均衡强迫和忽略了摩擦力的情况下, 公式可以简化为
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(5) |
其中, e=(W+-W)-/(W-+W) +表示水平内波流椭圆运动的偏心率.
4 结果图 1展示了浣熊台风于4月14日至19日在位于潜标点的东面经过.由近惯性重力波的传播速度计算, 台风中心点到潜标点之间的传播时间只需要约12h, 而观察到的近惯性波为22日, 因此我们考虑该近惯性波不是由台风直接引起的惯性振荡传播到观测点, 所观测到的惯性振荡是由于台风风圈经过局地引起的风场突变后产生的.另外, 台风引起的惯性振荡主要在路径的右侧强, 而我们的观测点在台风路径的左侧, 这也是所观测到的惯性振荡是局地产生的另一个原因.由于近惯性振荡存在时间的滞后, 所以我们将海流时间序列分成两部分(这两部分的采样间隔和采样点均相同), 从4月10日至21日定为时间段Ⅰ, 从4月22日至5月2日定义为时间段Ⅱ.
图 4a和4d展示了f=0.6cpd的惯性波和D1=1cpd的日潮波(cpd表示每天的次数).由图可知, 在时间段Ⅰ, 红色实线表现出D1有高的峰值, 而近惯性波f的峰值不明显.而在时间段Ⅱ, f和(f+D1)(1.6079cpd)有很明显的高峰值, 这表明它们具有强的能量.这与时间段Ⅰ有着明显的差别.由图 4(b、c、e、f)的旋转谱, 可知在时间段Ⅰ时, f、D1和(f+D1)波的顺时针和逆时针谱的峰值是相近的.然而, 在时间段Ⅱ时, f和(f+D1)波的顺时针谱的峰值明显高于逆时针谱的峰值, 这表明强的近惯性波和(f+D1)波有相同的偏振状态.无论是时间段Ⅰ和Ⅱ, 全日内潮波的顺时针谱和逆时针谱都没有明显的差异.
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图 4 (a)和(d)132m和196m层动能谱, 红线为台风影响前, 蓝线为台风影响后, 黑线为95%信度检验线; (b)和(e)为对应层位台风影响前的旋转谱; (c)和(f)为对应层位台风影响后的旋转谱 Fig. 4 (a) and (d) kinetic energy spectra at 148 and 196 m; red line means during Time Ⅰ, blue line means during Time Ⅱ; (b) rotation spectrum at 132 m during Time Ⅰ and (c) during Time Ⅰ; and rotation spectrum at 196 m during (e) Time Ⅰ and ⑴ during Time Ⅱ |
图 5(a, b)展示了位于水深132m处的动能谱.时间段Ⅱ的f和(f+D1)波的能量明显大于时间段Ⅰ.图中绿色实线为流速误差值, 流速误差值是由ADCP自身测量获得的流速误差, 基于vanHaren[21]的方法, 比较黑色实线与绿色实线, 当σ < 5cpd时能量谱的峰值为有效的, 因为此时黑色实线位于绿色实线上.由图 5(c, d)可知, 旋转系数CR在f的峰值为0.8~1, 这表明f波为自由波, 呈现近圆偏振. (f+D1)波的峰值在图 5c中低于线性波模式的值, 且接近于零, 因此(f+D1)波为近线偏振波, 且可能由局地产生.相反地, 在图 5d中(f+D1)波的峰值高于线性波模式的值, 其值达到0.8, 这表明(f+ D1)波呈现近圆偏振. (f+D1)波和f波处于相同的近圆偏振状态, 表明(f+D1)波的偏振状态可能由f波所强迫, 因此(f+D1)波可能是f波和D1波相互作用的耦合波.
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图 5 台风影响前(a)后(b)的能量谱, (c)和(d)为对应的偏振系数分布图 黑色线为能量谱, 绿色线为误差流速谱; 蓝色线为Gonella(1972)线性波模式对应的偏振系数. Fig. 5 (a) z=132 m horizontal kinetic energy (Ek; black), error velocity (err; green) during Time Ⅰ; (c) horizontal current polarization coefficient CR, from a linear wave model CR (blue line) as given by Gonella (1972); (b) and (d) are similar to (a) and (c) except during Time Ⅱ. |
流差谱是指按相应层间隔之间的两层流速的差值再做谱分析. 图 6a展示了时间段Ⅰ时, 全日内潮波在动能谱中有高峰值, 且水平速度在垂直方向8m和64m流差谱也存在明显峰值, 其中最大的峰值在8m流差谱上, 这意味着小尺度(8 m)和大尺度(64m)的全日内潮波均占支配地位.对于(f+ D1)波, 在8m和24m流差谱呈现峰值, 而在48m和64m流差谱呈现为谷值, 这意味着尽管存在多普勒频移, (f+D1)波仍然为f波和D1波相互作用的结果[15].通过不同尺度的水平速度在垂向流速差谱(f+D1)波峰的大小存在很大差别, 表明(f+D1)是f波和D1波的耦合波的一个证据.如果(f+D1)是多普勒频移引起的, 则不可能出现这种情况.说明我们的观测系统可以分辨出(f+D1)的波频.根据图 5的误差分析, 有效观测频率小于5cpd, (f+D1)在有效观测频率范围内.
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图 6 在132m层不同层间隔流差的能流谱 (a)时间段Ⅰ; (b)时间段Ⅱ. Fig. 6 Kinetic and current difference spectra based on ADCP data around z=132 m for different vertical intervals (a)for TimeⅠ; (b)for TimeⅡ. |
图 6b展示了时间段Ⅱ时, 近惯性波的峰值比时间段Ⅰ的对应值高了两个数量级, 全日内潮波的峰值相对减弱.全日内潮波在64 m流差谱中的峰值表明其大尺度占主体.由动能谱和流差谱可知, (f+D1)波大小尺度均占主体.
图 7(a-f)展示了近惯性波在2007年9月(238~247天/年, 图 7a(东西速度分量), 图 7d(南北速度分量))、2007年11月中旬(324~333天/年, 图 7b (东西速度分量), 图 7e(南北速度分量))和2008年4月中旬(114~123天/年, 图 7c(东西速度分量), 图 7f(南北速度分量))分别存在相位向上传, 能量向下传播.从36~450 m的水深范围(图 7c, f), 可以看到浣熊台风之后所引起的近惯性波是最强烈的, 且最强的能量位于60~200 m的主温跃层, 与此同时, 在100~200m存在强的流剪切值(图 7g红框).计算了该时段所引起的近惯性波能量从460~36m的积分值, 其值是其它除该时段外时间段内积分值的10倍.如果从250m积分到60m, 则该时段所引起的近惯性能量值为1.367 m2·s-2, 是其它时间段平均值0.033m2·s-2的40倍.
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图 7 (a-f)为三个不同时间段0.9-1.1f频段滤波的流速分布, 其中(a)、(b)和(c)为东西向流速, (d)、(e)和(f)为南北向流速; (g)为8m流差的0.9~1.1f频段滤波的流速分布; (h)为8m流差的0.9~1.1D1频段滤波的流速分布; (i)为0.9~1.1(f+D1)频段滤波的流速分布. Fig. 7 (a-f) are three time-periods of band pass 0.9f~1.1f current: (a-c) are east-west component (east > 0) and (d-f) are north-south component (north > 0).(g) Yearlong (on top of third row) depth-time series of band-pass filtered (Δz=8 m), current difference in the vertical direction for near-inertial waves (units: s-1); (h) current difference in the vertical direction for diurnal tidal waves (units: s-1); and (i) magnitude of 0.9 (f+D1)-1.1(f+D1) wave (units: m·s-1). |
从惯性内波和全日内潮波的8 m流差值时间序列, 以及(f+D1)波的时间序列中, 可以清楚的看到2007年9月、2007年11月中旬和2008年4月中旬都存在明显的大值.很有趣的是(f+D1)波在空间和时间上与惯性波的剪切有着很好的相关性, 从而证实了f波和D1波相互作用中, f的强剪切可能引起的不稳定在驱动它们耦合中起关键作用[22].我们的观测与Davies的波波相互作用理论相吻合, 从而证实了(f+D1)波来自于f波和D1波相互作用.
通过在观测站点的CTD数据, 我们做了垂向模态分析, 如图 8所示.由图可知在500m以浅的范围, 一阶斜压模态占主导, 随着深度的增加, 逐渐减弱, 与海流观测垂向区间段呈现的低阶模态占主导相一致.由于没有海流观测期间的垂向模态分析数据, 因此未能做每个模态垂向平均水平动能随时间变化图和对于模态之间进行比较分析. 图 8显示近惯性波一阶模态信号随深度的变化较大, 所以, 在近惯性波的8m剪切中(如图 7g), 一阶模态可能是剪切值的主要贡献者, 所以, 8 m剪切近惯性波驱动(f+D1)波的形成机制可能主要是低阶模态的作用.
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图 8 根据CTD数据求得前三个模态的垂向分布 Fig. 8 The top three dynamic vertical modes form CTD dat |
基于两波耦合理论, 两个主要波耦合为第三个波实现频率的关系σ1±σ2=σ3和波数关系k1±k2=k3 [23].由于海流计观测的是单点的流速数据, 不能用来识别各种波的波数结构, 因此无法解释波-波相互作用中波数的特征.我们认为(f+D1)波是f和D1的耦合波, 首先, 获得了精确的近惯性内波和全日内潮波的频率值的和, 近惯性内波和全日内潮波在时间段Ⅱ, 均有大的谱峰值, 而(f+D1)是有效观测频率, 足以解释波-波之间的非线性相互作用.其次, 在台风影响期间, 近惯性波和(f+D1)波都存在强的顺时针状态高峰值, 意味着f波直接作用于f+D1波.如果(f+D1)波遵循方程(3)-(5)(图 5(c, d)中蓝色线), 则为自由波, 即f波和D1波、(f+ D1)波存在三波共振和能量交换[8, 23].由图 5d可知, (f+D1)波的旋转系数接近1, 表明(f+D1)波不满足方程(3)-(5), 它是一种被强迫的非传播性波.而在时间段Ⅰ, (f+D1)波的旋转系数为0.5, 同样背离方程(3)-(5)值的理论线, 因此其仍然为被强迫的非传播性波.值得注意的是在时间段Ⅰ, (f+D1)波为线偏振而f为椭圆偏振.在时间段Ⅱ, (f+D1)波和近惯性波有着类似的椭圆偏振.此外, 观测数据证实了, 惯性波的8m流剪切在2007年9月、11月中旬和2008年4月中旬明显存在大值, 有助于产生或加强耦合波(f+D1). (f+D1)波和近惯性波的剪切在时间和空间上有着很好的相关性, 因此8 m剪切的惯性波直接驱动(f+D1)波, 表明f和(f+ D1)波的非线性作用是一种强迫非线性作用的物理机制.
由于观测的深度范围只有500 m, 还不到整个水层深度的一半, 斜压分量的误差会较大.所以在文中的谱分析中, 我们并没有将斜压和正压成分区分开来.在f和(f+D1)成分中, 非线性强迫作用占主导, 因此斜压成分在动能谱峰值中起重要作用.从三种波的流剪切谱中我们也能看到明显的峰值, 虽然我们不知道斜压成分占了多少, 但不影响我们观测f和(f+D1)波之间的非线性相互作用.因为正压成分不会出现在流差谱中.
通过使用锚定潜标的测流数据, 我们分析了浣熊台风影响前后的动能谱、旋转谱和流差谱, 从而阐明近惯性内波, 以及近惯性内波与全日内潮波的相互作用. f波和D1波之间的强迫非线性相互作用的物理机制有别于Alford[12]和Xie等[13]提出的次惯性运动与全日内潮运动之间的非线性相互作用.而且我们的观测证实了Davies等[22]的理论结果.台风浣熊所引起的近惯性内波是普通风场所引起的40倍.近惯性内波的能量向下传播可达450 m左右, 同时, 近惯性流的强剪切驱动着惯性内波与全日内潮波之间的相互作用, 从而产生强的(f+D1)波(图 7i).由浣熊台风经过之后所观察到的近惯性内波存在强的8m流剪切意味着它能产生强的混合率或者强能量耗散率, 因为耗散率正比例于惯性内波剪切的4次方[24].一方面, 近惯性波向下传播能量, 在传播过程中小尺度能量最先被耗散, 大尺度能量将在更深的地方被耗散.另一方面, 垂直方向上近惯性内波流的剪切产生(f+D1)波.同时, 比较时间段Ⅰ和Ⅱ, 全日内潮谱峰值在时间段Ⅱ变小, 所以, 在f和D1非线性耦合时, 全日内潮能量的一部分可能耗散掉或者传给(f+D1)波.从图 7h中, 我们注意到, 对应于强(f+D1)的时间, 全日内潮的剪切很小, 根据Gregg(1989)的内波耗散理论, 全日内潮的能量耗散较小, 能量可能主要传给(f+D1)波.由于(f+D1)波相比其他更高频率的波, f能量耗散占主导, 所以在本文中我们没有去讨论近惯性内波同其他高频波之间的相互作用, 例如(f+D2)波.台风引起的近惯性内波与全日内潮波之间的强迫非线性相互作用是南海近惯性内波能量耗散过程的一个重要机制.要有大振幅的(f+D1)波生成, 必需要有强的惯性波的剪切驱动, 这个过程将增加南海的混合率.这种机制有别于Mihaly等[8]和van Haren等[10]在大洋区域的相关报道.
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