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Journal of Tropical Oceanography >

2021 , Vol. 40 >Issue 6: 31 - 40

DOI: https://doi.org/10.11978/2020152

Marine Hydrology

Submesoscale characteristics of a typical anticyclonic mesoscale eddy in Kuroshio Extension*

  • ZHANG Xu , 1, 2 ,
  • JING Zhiyou , 1 ,
  • ZHENG Ruixi 1, 2 ,
  • HUANG Xiaolong 1, 2 ,
  • CAO Haijin 3
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  • 1. State Key Laboratory of Tropical Oceanography (South China Sea Institute of Oceanology, Chinese Academy of Sciences), Guangzhou 510301, China
  • 2. University of Chinese Academy of Sciences, Beijing 100049, China
  • 3. College of Oceanography, Hohai University, Nanjing 210098, China
JING Zhiyou. email:

Copy editor: LIN Qiang

Received date: 2020-12-26

  Revised date: 2021-03-01

  Online published: 2021-03-03

Supported by

Original Innovation Project of Basic Frontier Scientific Research Program of CAS(ZDBS-LY-DQC011)

National Natural Science Foundation of China(92058201)

National Natural Science Foundation of China(41776040)

Innovation Academy of South China Sea Ecology and Environmental Engineering, CAS(ISEE2018PY05)

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Copyright reserved © 2021. Office of Acta Agronomica Sinica All articles published represent the opinions of the authors, and do not reflect the official policy of the Chinese Medical Association or the Editorial Board, unless this is clearly specified.
Fold

Abstract

Using satellite measurements and high-resolution ROMS simulations, we analyze submesoscale characteristics of a typical anticyclonic mesoscale eddy in the Kuroshio Extension. Both satellite observations and high-resolution simulations show obvious submesoscale phenomena in the vortex region in the Kuroshio Extension. Our analysis results show that the strength of submesoscale kinetic energy is in close connection with kinetic energy of geostrophic velocity, which means that the frontogenesis may be an important way to enhance the submesoscale kinetic energy in the eddy periphery. Our analysis of the eddy’s vertical constructure shows submesoscale process can induce strong vertical velocity, which can be up to 100 m·day-1. The strong vertical velocity can reach a depth of hundreds of meters, indicating that submesoscale process can provide an efficient way for sea surface-internal material exchanging and air-sea interactions.

Key words： mesoscale eddy; submesoscale process; front; Kuroshio Extension

Cite this article

ZHANG Xu , JING Zhiyou , ZHENG Ruixi , HUANG Xiaolong , CAO Haijin . Submesoscale characteristics of a typical anticyclonic mesoscale eddy in Kuroshio Extension*[J]. Journal of Tropical Oceanography, 2021 , 40(6) : 31 -40 . DOI: 10.11978/2020152

*感谢三位审稿专家提出的宝贵修改意见
黑潮是全球较强的西边界流之一, 其在吐噶喇海峡处(30°N)与亲潮汇合转向东流动, 形成黑潮延伸体(140°—180°E, 30°—40°N, 如图1所示)(Ma et al, 2015; Sasaki et al, 2017; 胡冬 等, 2018)。在强劲的东向射流和大尺度不稳定作用下, 中尺度过程在黑潮延伸体海域较为活跃(Ma et al, 2015; Liu et al 2017; Sasaki et al, 2017; Ji et al, 2018; Jing et al, 2019)。基于涡旋识别的方法, 胡冬 等(2018)研究发现, 黑潮延伸体海域在20年间形成了近6000个中尺度涡旋。前人研究结果表明, 中尺度涡旋对上层海洋颗粒有机碳、浮游生物、位涡等水平输运与垂向沉降都有重要影响(Zhang et al, 2014; Hosegood et al, 2017; Abernathey et al, 2018; Jing et al, 2021)。不同极性的中尺度涡旋对海—气热通量、海—气边界层水汽交换等也有明显的调制作用(Jiang et al, 2019; Wang et al, 2019; Zhang et al, 2020a)。然而, 在传统的地转理论框架下, 中尺度涡旋海域地转流贡献的垂向速度较小, 其动能也趋于逆向串级(Scott et al, 2005), 难以很好地解释涡旋场物质垂向收支平衡和能量正向串级等问题(Chelton et al, 2011; Lévy et al, 2012; Abernathey et al, 2018)。近年来, 高分辨率观测和理论研究表明, 介于中尺度和小尺度之间的次中尺度过程可能是中尺度能量正向串级和物质能量垂向输运的主要途径之一(Thomas et al, 2013; Brannigan, 2016; Mahadevan, 2016)。
图1 黑潮延伸体海域(虚线框)2009年5月2日海表面涡动能与地转流(箭头)的水平分布

Fig. 1 Eddy kinetic energy (shading) and geostrophic velocity (vector) of the sea surface in the Kuroshio Extension (black dashed box), based on the AVISO data

次中尺度过程具有相对较小的时空尺度[O(1d), O(10km)]、O(1)的罗斯贝数(Ro)和瑞查德森数(Ri), 是同时具有地转和非地转特征的三维运动(Capet et al, 2008; Thomas et al, 2008; Mcwilliams, 2016)。理论研究和现场观测表明, 次中尺度过程及其不稳定能在上层海洋引发非地转次级环流并形成较强的垂向速度, 从而显著增强上层海洋物质与能量的垂向交换(Lévy et al, 2001; Mcgillicuddy et al, 2003; Klein et al, 2009; D'Asaro et al, 2011), 对上层海洋热和碳的垂向通量的贡献超过50%(Omand et al, 2015); 此外, 次中尺度过程还具有再层化(restratification)作用, 可以调节周期性变化的混合层深度(Rocha et al, 2016; Yu et al, 2019)。另一方面, 通过多种不稳定的次中尺度过程, 能有效释放中尺度地转动能和储存在锋面内的有效位能, 并将能量正向串级至小尺度耗散, 对中尺度能量的正向串级和耗散有着重要的意义(Capet et al, 2008; Thomas et al, 2013; Brannigan et al, 2017; Qiu et al, 2019)[Boccaletti et al., 2007; Thomas et al., 2008]。
黑潮延伸体海域次中尺度过程相关研究结果表明, 宽约1km的次中尺度锋面将黑潮延伸体海域海—气边界层内的能量耗散率提高了1到2个数量级(D’Asar et al, 2011); 该海域活跃的次中尺度过程对上层海洋再层化有着重要的贡献, 且是导致中尺度涡旋季节性变化的重要原因之一(Sasaki et al, 2017)。虽然次中尺度过程的重要性逐渐被认知, 但由于缺少足够的高时空分辨率观测或模拟数据, 关于黑潮延伸体海域中尺度涡旋场的次中尺度特征研究仍不充分, 其三维结构以及在中尺度涡旋生命周期内的演化过程仍有待于深入研究。本文将基于高分辨率卫星观测资料和ROMS(Regional Ocean Modeling System)模式数据, 对黑潮延伸体典型反气旋涡旋海域次中尺度过程的时空分布及其动力学特征进行分析。

1 数据来源与计算方法

1.1 卫星观测资料

本文使用的卫星遥感资料包括海表叶绿素浓度、海表温度(sea surface temperature, SST)和海表高度异常(sea level anomaly, SLA)数据。海表温度数据采用了美国国家海洋数据中心发布的高分辨率融合产品GHRSST(Group High Resolution Sea Surface Temperature, http://data.nodc.noaa.gov/ghrsst/L4/GLOB/UKMO/OSTIA/), 空间分辨率为0.05°×0.05°, 时间分辨率为1day, 反演精度约为0.57℃。日平均的SLA数据来源于由法国国家空间研究中心提供的AVISO(Archiving Validation and Interpolation of Satellite Oceanographic)网格化产品(ftp://ftp.aviso. oceanobs.com/global/), 其空间分辨率为0.25°×0.25°, 反演精度为0.02m。海表叶绿素浓度数据来自中等分辨率成像光谱仪(MEdium Resolution Imaging Spectrometer, MERIS)提供的2级产品数据(ftp:// merisfrs-fts-ds.eo.esa.int), 其水平分辨率最高约为300m, 绝对精确度为10-3mg·m-3。

1.2 数值模拟资料

本文利用ROMS数值模式对黑潮延伸体海域进行了高分辨率嵌套模拟。其中, 最外层模型覆盖区域为整个西太平洋(R0, 水平分辨率7.5km), 第一层嵌套模型涵盖黑潮延伸体海域(R1, 水平分辨率1.5km), 第二层嵌套模型聚焦在黑潮延伸体主轴附近(R2, 水分辨率500m, 图2b); 模型垂向分层均为60层, 并在上层和近底层进行了加密处理。初始边界条件以及风场强迫分别采用SODA(simple ocean data assimilation data)海洋数据集提供的气候态月平均(1990—2010年)(Carton et al, 2000)和气候态日平均(Risien et al, 2008)QuikSCAT风场的数据。热通量和淡水通量等气候态月平均海—气通量来源于国际海洋大气综合数据集(International Comprehensive Ocean-Atmosphere Data Set, ICOADS), 空间分辨率为1°×1°。地形数据采用美国国家海洋和大气管理局(National Oceanic and Atmospheric Administration, NOAA)提供的ETOPO2数据。湍流混合则使用了KPP参数化方案(K-profile parameterization)进行参数化(Large et al, 1994)。最外层模型R0计算20年后达到稳定, 而后在线嵌套R1和R2模型继续运行并输出第21年的日平均模拟结果。本文所用的模拟数据皆来自500m分辨率的R2模型, 第二层嵌套的R2模型由第一层嵌套的R1模型提供每天一次的侧边界强迫, 表面强迫包括风场、热通量和淡水通量, 底边界受底摩擦约束。
图2 卫星观测的5月3日黑潮延伸体气候态SST和水平流速(箭头)(a), 以及SLA(c)和模式模拟的第21年5月3日黑潮延伸体SST、水平流速(b)及SLA(d)分布图

c、d中黑色曲线为气候态平均海面高度等值线, 用以表示黑潮延伸体主轴的大致位置

Fig. 2 Spatial distributions of SSH (shading) and surface currents (vector), and SLA of the Kuroshio Extension provided by remote sensing satellite (a, c) and ROMS mode (b, d).

The black contours in (c) and (d) are SSH, which indicate the location of the Kuroshio Extension axis.

为验证ROMS数值模拟结果, 本文对比了模拟结果与卫星观测的黑潮延伸体海域海表面温度场、流场以及海表高度异常场(图2)。对比结果显示, 500m分辨率的R2模拟结果对于黑潮主轴的刻画较为准确, 主轴位置与主轴南北向弯曲的幅度基本一致, 且SST、SLA模态分布也较为一致。这表明R2模拟结果能较好地刻画黑潮延伸体锋面和中尺度涡旋, 且相比于~25km分辨率的AVISO卫星观测结果, 500m分辨率的模拟数据能进一步刻画次中尺度锋面等过程(黄小龙 等, 2020; Luo et al, 2020; 周霄雯 等, 2020; Jing et al, 2021)。因此, 本文选取R2模拟结果对黑潮延伸体典型中尺度涡旋海域的次中尺度特征进行分析。

1.3 相关参数计算

下列公式中, “'”均表示对数据进行10km高通滤波后得到的次中尺度空间异常, 如u'、v'、w'分别为对水平流速东西分量u、水平流速南北分量v以及垂向流速w进行10km高通滤波后得到的次中尺度流速异常。卫星高度计资料与模拟结果显示, 该涡旋海域特征流速约为1m·s-1, 当罗斯贝数值为O(1)时, 表明该海域次中尺度过程活跃(Thomas et al, 2008; Yang et al, 2017; Jing et al, 2021)。因此根据尺度分析法估算, 10km约为该涡旋海域次中尺度过程的特征尺度($L={U}/{f\text{Ro}}\;$, 特征流速U=1m·s-1, Ro=1, f=10-4s-1, 计算得L=10km)(Boccaletti et al, 2007)。
为分析涡旋生命周期内次中尺度过程的演变特征, 本文计算了该涡旋海域的海表次中尺度动能(submesoscale kinetic energy, SKE)(Qiu et al, 2014)。
$\text{SKE}=\frac{\left( u{{'}^{2}}+v{{'}^{2}} \right)}{2}$
其中, u'、v'分别为水平流速东西分量、南北分量的次中尺度流速异常。
表征流场拉伸切变幅度的水平剪切速率(horizontal strain rate, St)与表征流场切变和相对涡度之间相对强度的Okubo—Weiss参数(OW)分别定义为:
${{S}_{\text{t}}}=\sqrt{{{\left( {{u}_{x}}-{{v}_{y}} \right)}^{2}}+{{\left( {{v}_{x}}+{{u}_{y}} \right)}^{2}}}$
$\text{OW}={{S}_{\text{t}}}^{2}-{{\zeta }^{2}}$
其中, $\zeta ={{v}_{x}}-{{u}_{y}}$为垂向相对涡度, 罗斯贝数${{R}_{\text{o}}}={\zeta }/{f}\;$, u、v分别为水平全流的东西分量和南北分量, 下标表示对该方向的偏导数。涡旋场背景OW参数为$\text{O}{{\text{W}}_{0}}=0.2{{\sigma }_{w}}$, 其中${{\sigma }_{w}}$为涡旋场OW参数的标准差(Bracco et al, 2000)。当OW>OW0时, 表示该区域以拉伸切变为主导动力过程, 强流场剪切会进一步增强水平浮力梯度, 有利于锋面、涡丝等结构的形成; 当OW<OW0时, 强涡旋流动主导该区域(Bracco et al, 2000; Pasquero et al, 2001; Isern-Fontanet et al, 2004)。
为了分析锋生作用对涡旋场次中尺度过程的影响, 本文还计算了锋面强度(frontal sharpness, Fs)与锋生函数(front function, Ff), 二者分别表征了流场的水平浮力梯度与锋面强度的变化速率(Sullivan et al, 2018; Zhang et al, 2019):
${{F}_{\text{s}}}=\frac{1}{2}{{\left| {{\nabla }_{h}}b \right|}^{2}}$
${{F}_{\text{f}}}=\frac{D}{Dt}{{\left| {{\nabla }_{h}}b \right|}^{2}}$
${{\nabla }_{h}}b$为水平浮力梯度。
浮力通量(buoyancy flux, Bflux)表示垂向上的湍流浮力输运, 当Bflux为正数时, 非地转扰动使浮力向上输运, 反之则使浮力向下输运。Fb定义为:
${{F}_{\text{b}}}={\omega }'{b}'$
其中, ω'为垂向次中尺度流速异常, b'为次中尺度浮力异常。

2 结果分析

2009年5月2日, Meris水色遥感卫星在黑潮延伸体主轴北侧捕捉到了一个半径约为100km的中尺度反气旋涡(图3), 在该中尺度涡旋海域分布着侧向宽度约为O(10km)的叶绿素浓度高值螺旋带, 与其他文献揭示的开阔海域水色遥感观测结果类似(Eldevik et al, 2002; McWilliams, 2016; Munk et al, 2020), 表明次中尺度过程引起的垂向次级环流增强可能是贡献涡旋海域叶绿素浓度增长的重要贡献者之一(Lévy et al, 2001; D'Asaro et al, 2011; Gula et al, 2014)。Zhang等(2020b)通过分析全球范围中尺度涡旋海域叶绿素浓度高值带的时空分布特征, 发现叶绿素螺旋带是涡旋场典型的次中尺度结构之一。
图3 2009年5月2日MERIS海表叶绿素浓度与AVISO高度计观测的地转流速(黑色箭头)的水平分布

Fig. 3 Spatial distributions of chlorophyll a concentration (shading) and geostrophic velocity (vector), based on Meris and AVISO data

由于卫星遥感资料仅能反映海表信息, 本文选用了高分辨率的R2模拟结果, 并选取了与遥感观测相对应海域内(151°—154°30′E, 36°30′—38°30′N)的涡旋, 以分析该涡旋海域次中尺度过程的演变特征及其动力学特征。值得一提的是, 本文仅就该海域(151°—154°30′E, 36°30′—38°30'N) 的涡旋个例进行了分析, 但类似的中尺度涡旋在黑潮延伸体海域非常普遍, 因此本文将所分析的涡旋个例称为“典型涡旋”, 以便区分该涡旋个例与黑潮延伸体内普遍存在的其他涡旋。

2.1 涡旋及次中尺度过程演变特征

为分析涡旋演变不同阶段次中尺度过程的变化情况, 本文基于Yang等(2017)及Chu等(2014)中利用流速及SLA最大(最小)闭合等值线界定中尺度涡旋边界的方法, 以涡旋场SKE最大时刻的最小SLA闭合等值线(SLA=0.14m)是否闭合为依据, 将涡旋演变过程大致分为了前期、中期、后期三个阶段(图4)。并以流速最大闭合等值线为涡旋外边界, SLA= 0.28m等值线为区分涡旋边缘与中心的分界线, 其可以将涡旋近似分为面积相等的内外两部分。其中, Day1—7(Day1为模拟第21年4月24日)为涡旋演变前期, Day8—29为涡旋演变中期, Day30—37为涡旋演变后期。
图4 涡旋发展前期(a—c)、中期(d—f)和后期(g—i)表层SKE的水平分布

黑色线为涡旋外边界, 红色线为涡旋中心外边界

Fig. 4 Surface submesoscale kinetic energy distributions in early (a-c), mid (d-f), and late (g-i) development stages of the eddy.

Eddy boundary and eddy core are marked by black and red curves in each panel, respectively

涡旋区域海表平均SKE以及锋生函数的时间演变曲线 (图5)可以更直观地展现涡旋边缘与涡旋中心SKE在不同阶段的演变情况。结果显示, 涡旋演变前期(图4a—c), 涡旋边缘SKE随背景场锋生作用在迅速增强, 意味着该阶段背景流场对涡旋发展起促进作用。在涡旋演变中期, 涡旋边界闭合, 其结构较为稳定, 该阶段涡旋边缘SKE与背景场锋生函数演变趋势相似且二者峰值对应良好, 其相关系数为0.86, 表明背景场锋生过程与涡旋边缘次中尺度动能高度相关, 可能是该海域次中尺度过程生成的重要机制之一(Nikurashin et al, 2013; McWilliams, 2016); 该阶段涡旋中心锋生作用始终趋向于0, 背景流场对涡旋中心影响极弱, 涡旋中心SKE仍呈现下降的趋势, 涡旋中心与涡旋边缘平均SKE之比由0.45逐渐下降至0.08, 与涡旋罗斯贝波(Vortex Rossby Waves, VRWs)理论所预测的结果相似(Koszalka et al, 2009; Rodríguez-Marroyo et al, 2009; Zhang et al, 2020b)。当涡旋演变至后期, 涡旋无法继续维持稳定闭合结构(图4g—i), 涡旋中心锋生函数短暂增强后再次迅速减弱, 此阶段涡旋迅速消亡并汇入背景场平流之中, SKE随涡旋消亡而逐渐消失。
图5 涡旋边缘(蓝线, 单位: 10-3m2·s-2)与涡旋中心(红线, 单位: 10-3m2·s-2)的平均次中尺度动能及涡旋边缘(绿线, 单位: 10-16s-5)与涡旋中心(紫线, 单位: 10-16s-5)锋生函数的时间演变曲线

Fig. 5 Time series of SKE in eddy periphery (blue curve), eddy center (red curve), and front function in eddy periphery (green curve) and eddy center (purple curve)

结合叶绿素浓度的水平分布图(图3)与SKE演变曲线(图5), 推测图3所示涡旋刚发展至中期, 此时涡旋边缘锋面刚刚闭合, 涡旋中心叶绿素螺旋带结构(次中尺度过程)由涡旋中心水体受前期背景场锋生作用影响形成, 且会随着涡旋演变逐渐向涡旋边缘移动并减弱。为探讨该典型涡旋海域的次中尺度特征, 本文选取了与观测涡旋相同阶段SKE最大时刻(Day9)的模拟结果做进一步分析。

2.2 次中尺度空间结构特征

模拟的海表温度(图6a)结果显示, 该反气旋涡的基本结构与观测相似, 在中尺度涡旋海域中存在着宽约10km的次中尺度锋面结构, 且其在涡旋边缘分布更为密集, 涡内温度最高可达20℃, 较涡旋外高2~4℃。地转流在涡旋边缘达到1m·s-1, 而在涡旋中心较弱, 不均匀的流速分布会显著改变该海域的相对涡度, 为次中尺度过程的发生提供有利的动力学条件。涡旋海域Ro水平空间分布结果显示, 由于涡旋边缘较强的拉伸作用, 其正值在涡旋边缘接近甚至大于1且呈现10~20km宽的带状分布, 表明次中尺度过程在涡旋边缘具有涡丝状结构特征; 而涡旋中心Ro整体为负, 其最小值为-0.8, 正值主要分布在涡旋中心附近的狭窄条带上, 表明涡旋中心也存在次中尺度过程, 但远弱于涡旋边缘, 这一结果与SST的水平空间分布相匹配。
图6 模拟结果第21年5月3日涡旋海域的海表面温度、水平流速(箭头)(a)与罗斯贝数Ro(b)的水平分布

a中白色线为等温线; b中黑色实线为下文所分析的37°30'N断面位置

Fig. 6 Maps of SST (a) and Ro (b) from the R2 simulation. The vectors and white contours in (a) are for surface currents and isotherms, respectively.

The black line in (b) is the location of the 37°30'N section analyzed later in the paper

跨涡旋断面(37°30′N断面, 图6中黑线所示位置)进一步展示了该中尺度涡旋的三维结构。温度和位势密度断面结果(图7)显示, 涡旋中心温度最高达到20℃, 而密度最低约为1024.5kg·m-3, 且高温、低密水体主要存在于100m以浅。涡旋边缘露头的等温线(等密线)向下弯曲深度可达300m以下, 较为密集的等温线(等密线)分布表明涡旋边缘存在较强的锋面, 其水平温度梯度(dT/dx)与密度梯度在涡旋边缘最大分别可达到0.35℃·km-1和1.2×10-4kg·m-4, 与D’Asaro 等(2011)在黑潮延伸体海域所观测的温度与密度锋面量值相近。此外, 由于水体混合不均匀, 涡旋中心同样存在类似涡旋边缘的等温线(等密线)露头现象, 其主要分布在涡旋中心上100m, 涡旋中心温度与密度水平梯度最大值分别为6.1×10-2℃·km-1和2.3×10-5kg·m-4。以上分析结果表明, 整个中尺度涡旋海域内均存在强度不同的次中尺度锋面结构, 涡旋边缘锋面比中心约强5倍。
图7 37°30'N断面的温度(a)和位势密度(b)分布

a、b中灰色线分别为等温线和等密度线

Fig. 7 Vertical profiles of temperature (a) and potential density (b).

Gray contours in (a) and (b) are isotherms and isopycnals, respectively

2.3 次中尺度动力学特征

为探讨2.2节涡旋海域次中尺度结构空间特征可能的形成原因, 本文进一步诊断计算了与次中尺度过程相关的动力学参量。涡旋海域OW参数标准差为σw=1.2×10-9s-2, 即背景场OW参数OW0=2.4× 10-10s-2。涡旋海域St、OW参数水平空间分布(图8b) 显示, 涡旋边缘存在明显的流场剪切和正 OW参数(均值为5.0×10-10s-2, 大于OW0), 表明涡旋边缘流动以剪切变形为主导, 有利于锋面的加强, 易引起锋生过程。Ro、St、OW参数的诊断结果表明, 在该涡旋边缘具有次中尺度特征的流场侧向拉伸剪切有助于水平浮力梯度的增强和锋生过程的发生。而涡旋中心St较弱, 且OW参数以负值为主(负值均值为-3.2×10-10s-2, 小于-OW0), 表明涡旋中心以旋转流动为主动。涡旋中心存在少量涡丝状OW正值结构表明涡旋中心存在较弱的次中尺度过程, 但背景流场剪切较弱, 不利于次中尺度过程发展。
图8 模拟结果第21年5月3日涡旋海域的流场水平剪切率(a)与Okubo—Weiss参数(b)的水平分布

Fig. 8 Spatial distributions of the strain rate (a) and Okubo-Weiss parameter (b)

Fs与Ff的断面分布结果(图9a、b)显示, 涡旋边缘区域存在较强的锋面, 锋面强度最大值为9.6×10-14s-4。涡旋边缘区域锋生趋势为正(图9b), 表明背景变形流场会挤压锋面, 使锋面区域水平浮力梯度增强, 为次中尺度不稳定的发生提供了有利条件。而涡旋中心锋面较弱, 锋面强度最大值仅为1.1×10-14s-4, 比涡旋边缘约小一个量级(图9a), 且锋生作用在该区域整体较弱, 其均值趋向于0(图5、图9b), 意味着涡旋中心背景流场对次中尺度过程的形成与发展无明显地促进作用。
图9 锋面强度(填色)及垂向次中尺度流速异常ω’(箭头)(a)、锋生函数(b)、罗斯贝数(c)和垂向浮力通量(d)的37°30'N断面分布

a中灰色曲线为混合层深度(采用密度阈值法计算, σ=0.03kg·m-3); a—d中黑色竖直线为涡旋边缘与中心的分界

Fig. 9 Vertical profiles of frontal sharpness (shading), vertical velocity anomaly (black arrows) (a), front function (b), Ro (c), and bouncy flux (d).

The grey curve in (a) represents the mixed-layer depth, and the black lines in each panel separate the eddy center and periphery

涡旋边缘沿锋面区域Ro值接近于1, 且其分布与锋面强度和锋生函数对应良好, 进一步表明受锋生作用的影响, 涡旋边缘形成了较强的次中尺度过程(图9c)。同时, 涡旋边缘存在明显的垂向次级环流, 其在涡旋外侧下降, 在涡旋内侧上升, 显著增强了锋面区域的垂向流速, 最大可达100m·d-1(图9a), 比中尺度过程引发的垂向流速强约一个量级(McWilliams, 2016; Sullivan et al, 2018)。垂向次中尺度流速异常与浮力通量的断面分布(图9a、d)显示, 次中尺度过程能够引起较大的垂向流速, 尤其在涡旋边缘, 可以影响至混合层以下, 达到200m深度处, 显著增强了该区域物质、能量等的垂向输送, 从而有效促进了海洋表层与内部的物质交换。

3 总结与讨论

本文利用高分辨率ROMS模式模拟结果结合高分辨率卫星观测资料, 对黑潮延伸体典型中尺度涡旋海域的次中尺度特征进行了分析。卫星观测和高分辨率模式模拟结果均显示, 次中尺度过程在涡旋边缘具有显著的涡丝状结构; 进一步的动力学参数诊断分析结果显示, 背景流场剪切引起的锋生过程可能是涡旋边缘次中尺度动能增强的重要机制。模拟分析结果显示, 涡旋边缘背景流场剪切、强水平密度梯度以及弱垂向层结有利于次中尺度不稳定的发生。垂向结构分析结果表明, 次中尺度过程可以引起跨锋面的次级环流并显著增强其所在区域的垂向流速, 最大可达100m·d-1, 尤其在涡旋边缘, 能影响到数百米深度处, 可以有效地促进海洋表层与内部的物质交换, 从而显著增强黑潮延伸体上层海洋物质、能量等的垂向输运。
本文仅基于卫星观测与数值模拟结果探讨了黑潮延伸体典型涡旋海域次中尺度过程的动力学特征并初步解释了其可能的形成原因, 关于次中尺度过程的形成与演变机制, 以及多尺度过程的能量交换还有待于结合现场观测开展更深入的研究。

References

Publishing order | Descend order by publishing year | Descend order by cited within
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