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Journal of Tropical Oceanography >

2018 , Vol. 37 >Issue 2: 1 - 9

DOI: https://doi.org/10.11978/2017059

Orginal Article

On the generation and propagation of internal tides in the Indonesian Seas

  • LIU Yi , 1, 2 ,
  • WANG Xiaowei 3 ,
  • PENG Shiqiu , 1, 2, 4
Expand
  • 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. Key Laboratory of Ocean Circulation and Waves, Institute of Oceanology, Chinese Academy of Sciences, Qingdao 266071, China
  • 4. Guangxi Key Laboratory of Marine Disaster in the Beibu Gulf, Qinzhou University, Qinzhou 535011, China;
Corresponding author: PENG Shiqiu. E-mail:

Received date: 2017-05-22

  Request revised date: 2017-10-18

  Online published: 2018-04-11

Supported by

The Ministry of Science and Technology of the People’s Republic of China (MOST) (2014CB953904)

Strategic Priority Research Program of the Chinese Academy of Sciences (XDA11010304)

National Natural Science Foundation of China (41376021, 41676016, 41521005)

Science and Technology Planning Project of Guangdong Province (20150217)

Science and Technology Program of Guangzhou (201607020043)

Copyright

热带海洋学报编辑部
Fold

Abstract

The generation and propagation of internal tides in the Indonesian Seas are investigated by using a three-dimensional ocean model of MITgcm. We find that diurnal tides prevail in the Sulawesi Sea and in the northwestern Pacific, whereas semi-diurnal tides are dominant in the Makassar Strait, Ombai Strait, Timor Sea, and northeastern Indian Ocean. The normalized amplitude of internal tides maximizes near the thermocline in the Sulawesi Sea, Makassar Strait, Ombai Strait, Maluku Sea, Banda Sea, northeastern Indian Ocean, and northwestern Pacific with values of about 20~40 m, whereas it maximizes near the depth of 200 m in the Timor Sea with a value of about 25~30 m. The Sangihe Sill, Seram Sea, Ombai Strait, and Timor Sea are the four major sites of internal tide generation, where the depth-integrated baroclinic energy flux reaches 40 kW·m-1. The internal tide energy in the Sulu Sea is mainly generated from the conversion of local barotropic tides, whereas that in the Sulawesi Sea and Banda Sea is from remotely generated internal tides.

Key words： Indonesian Seas; barotropic tide; internal tide; energy flux

Cite this article

LIU Yi , WANG Xiaowei , PENG Shiqiu . On the generation and propagation of internal tides in the Indonesian Seas[J]. Journal of Tropical Oceanography, 2018 , 37(2) : 1 -9 . DOI: 10.11978/2017059

印度尼西亚海(简称印尼海)处于印度洋—太平洋暖池区的中间地带, 衔接了东西两个大洋的暖池。由于其处于受季风环流控制的大气深对流区, 该海区的海表面温度(sea surface temperature, SST)全球最高, 并在全球气候系统中具有非常重要的作用(Neale et al, 2003; Clement et al, 2005)。印尼贯穿流连通太平洋和印度洋, 是全球海洋热盐环流传送带的关键环节, 维持着全球大洋间的物质平衡、动量平衡和能量平衡。
在印尼海区, 从太平洋流入的水具有明显的盐度次表层最大值特征, 但从印尼海区流向印度洋的海水则失去了这一盐度信号(Gordon, 2005)。沿着印尼贯穿流的方向, 来自太平洋的次表层高盐海水和中层低盐海水在垂直方向上逐渐趋于均匀(Ffield et al, 1992; Hautala et al, 1996; Gordon, 2005)。已有研究表明, 这种水团的转化主要源于潮致混合过程(Ffield et al, 1996; Hatayama et al, 1996; Hatayama, 2004; Gordon, 2005)。
由于大部分的潮致混合过程来自正压潮和地形的相互作用(Garrett, 2003), 因此, 为了理解印尼海区潮致混合过程的强度和影响, 首先需要深入了解该区域的正压潮。印尼海区正压潮主要为半日潮占优(Egbert et al, 2002; Ray et al, 2005), 大部分海区的振幅小于0.5m, 但在狭窄的海峡处M2分潮的振幅会接近2m(Schiller et al, 2007), 最大振幅出现在澳大利亚西北海域, 可超过3m(滕飞, 2013)。印尼海区的半日分潮和全日分潮的传播方向存在明显差异: M2半日分潮主要受印度洋的潮汐系统控制, 从印度洋地区传入; K1全日分潮则主要受太平洋的潮汐系统控制, 从西北太平洋传入(Ray et al, 2005; Robertson et al, 2008)。
近年来, 很多学者对印尼海区的内潮特征进行了深入研究。Schiller(2004)采用了分辨率为1/2° × 1/3°的模式对全球的内潮进行了模拟, 但分辨率达不到精确描述内潮信号的要求。Robertson等(2005)采用5km分辨率的三维ROMS模式对印尼海区的斜压M2分潮进行了模拟。在大部分区域, 内潮流速超过了正压潮流速, 尤其在苏拉威西海和萨武海等地形粗糙的地方, 流速可达20cm·s-1。Robertson等(2008)同样采用5km分辨率的三维ROMS模式对印尼海区的M2、S2、K1和O1四个内潮分潮进行了模拟。结果表明, 不同海区的内潮会发生相互作用, 内潮和正压潮也会发生相互作用, 因此该海区的内潮场非常复杂, 存在明显的空间变化。Robertson(2010)的研究表明, 不同周期的内潮分潮之间也会存在非线性相互作用, 使得基于单个分潮驱动的内潮模拟结果与多分潮合成驱动的结果存在差异。
虽然前人的研究从振幅和流速的角度对印尼海区的内潮信号进行了较详细的刻画, 但只有少数学者深入研究了该海区内潮能量的传播和收支。Nagai等(2015)采用MITgcm模式对印尼海区M2分潮的内潮能量及其传播进行了探讨, 并对由内潮引发的垂向混合进行了估算, 但该研究未详细探讨几个主要海区(如苏禄海、苏拉威西海、班达海等)内潮的能量收支情况, 也没有考虑K1分潮对内潮能量的贡献。因此, 本文拟在对印尼海区内潮特征进行描述的基础上, 估算内潮能通量在印尼海区的分布, 并详细探讨苏禄海、苏拉威西海和班达海地区内潮能量的来源和收支, 为后续内潮参数化研究打下基础。

1 方法与数据

1.1 MITgcm简介

本文采用的MITgcm(MIT General Circulation Model)是麻省理工学院开发的海洋通用环流模式(Marshall et al, 1997)。该模式应用广泛, 从几米的对流扩散过程到上千公里全球大洋环流的模拟都有良好的表现, 模拟尺度涵盖了几乎所有海洋过程。MITgcm具有静力近似、准静力近似和非静力近似的模拟选项, 可以对所有大小尺度的运动进行较为准确的模拟。该模式采用正交曲线网格和网格切削技术, 可以处理各种不规则边界和地形情况。由于MITgcm可以进行非静力过程的模拟, 目前已被广泛应用于对大振幅内波和内潮破碎混合的模拟中(Vlasenko et al, 2010; Buijsman et al, 2012, 2014)。

1.2 实验设置

本文选择的模式模拟区域为112°E—140°E, 16°S—16°N的海区, 包括了整个印尼海以及西北太平洋和东北印度洋的部分区域, 如图1所示。考虑到大尺度内潮波长可达数百公里的量级, 小尺度波长的量级也可达到几十公里, 结合模式对计算资源的需求, 将模式的水平分辨率设置为1/24° × 1/24°, 网格数为672×768。垂直方向上采用z坐标, 不等间距地分为90层, 层厚自上而下的变化范围为5~100m。模式采用的地形资料来自于GEBCO_08 (General Bathymetric Chart of the Oceans)的30''高分辨率水深地形数据(http://www.gebco.net/)。模式的初始温盐场资料来自美国海军第三版海洋气候态观测数据集GDEMv3, 该数据集水平分辨率为0.25°×0.25°, 垂向分为78层, 涵盖水深为2~6600m (http://www.usgodae.org/pub/outgoing/static/ocn/gdem/)。模式的边界采用正压潮流的法向流速进行驱动。潮流的振幅和相位数据来自美国俄勒冈州立大学(Oregon State University, OSU)的海洋潮汐反演模式系统(OSU Tidal Data Inversion Software, OTIS)(Egbert et al, 1994, 2002), 选用其中的中国近海区域模式解(http://volkov.oce.orst.edu/tides/YS.html), 水平分辨率为1/30° × 1/30°。
Fig.1 Bathymetry of the Indonesian Seas

图1 印尼海区地形分布图

本文基于MITgcm的静力版本, 首先建立了正压潮模式, 其模拟区域、水平网格、垂向分层均与前述相同。初始温盐场水平、垂向都均匀分布, 分别设定为标准值20℃和35psu。为了简化分析, 在模拟过程中, 不添加任何的湍封闭方案。忽略模式中温度和盐度的扩散过程, 故将水平扩散系数Kh和垂向扩散系数Kv设置为Kh = Kv = 0。在整个模拟的区域内, 水平黏性系数设为Ah = 1×10-2m2·s-1, 垂向黏性系数设为Av = 1×10-5m2·s-1, 底摩擦系数Cd = 2.5×10-3。在开边界分别加入M2和K1正压分潮流速对模式进行驱动, 以模拟这两个主要分潮。
在正压潮模拟实验的基础上, 本文对印尼海区的内潮也进行了模拟。模拟区域、水平网格、垂向分层、边界条件、各模式参数的设置等均与前述正压潮模式相同, 但考虑了初始温盐场的垂向分层。由于模拟海区位于赤道附近, 季节变化不明显, 故将全场初始温盐均设置为班达海中一个站点(5°S, 127°E)气候态7月的平均剖面, 即内潮模拟的初始温盐场水平均匀、垂向分层。另外, 为了吸收边界的虚假反射, 在每个开边界处分别添加宽度为0.5°的海绵区。内潮模式采用和正压潮模式相同的模拟方式, 进行M2和K1单分潮驱动实验。但考虑到不同周期内潮分潮之间存在的非线性相互作用, 内潮模式还在4个开边界同时采用M2、S2、K1和O1四个分潮的混合正压潮法向流速进行驱动, 即混合分潮驱动实验。正压潮模式和内潮模式均从静止开始启动, 模式时间步长设为240s, 积分时间设为30d。

1.3 估算方法

1.3.1 正压潮能通量
正压潮的能通量(P)可用来表征正压潮的大小和传播特征, 计算公式如下:
$P=ρgh<u_{bt}η>$
其中, ρ是密度, g是重力加速度(取9.8m·s-2), h是水深, ubt是正压潮流速, η是水位, 尖括号表示周期平均。其中ubt的计算公式为:
$u_{bt}(t)=\frac{1}{H} \int^{\eta}_{-H}[u(z,t)- \langle{u} \rangle (z)]dz$
其中, u是瞬时流速, H是某点的总水深, z是水深, t是时间。
1.3.2 正压潮到内潮的转化率
本文采用Niwa等(2004)的方法, 估算印尼海区正压潮向内潮的转化率(Ebt2bc), 计算公式为:
$E_{bt2bc}=g \int^{\eta}_{-H} \rho ^{'} w_{bt} dz$
其中,ρ’为脉动密度; wbt为笛卡尔坐标系下正压潮流引起的垂向流速, 按照Mellor(2003)的公式进行计算:
$w_{bt}=U(\sigma \frac{\partial D}{\partial x}+\frac{\partial \eta}{\partial x})+ V(\sigma \frac{\partial D}{\partial y}+\frac{\partial \eta}{\partial y})+ (\sigma +1) \frac{\partial \eta}{\partial t}$
上式中, U和V是正压流速, D为总水深(D=H+η), η为水位起伏, σ=(z-η)/D。
1.3.3 内潮能通量与散度
在海洋中, 内潮能量在传播的过程中不断耗散, 其大小分布可以表征内潮的生成与传播特征。本文采用Nash等(2005)的方法, 计算模式的内潮能通量(Fbc), 即斜压流速和脉动压强乘积的垂向积分, 计算公式如下:
$F_{bc}=\int^{\eta}{-H} u'p' dz$
其中, u’是斜压流速, p’是脉动压强。斜压流速的计算公式为:
$u’(z,t)=u(z,t)-<u>(z)-u_{bt}(t)$
其中,u是瞬时流速, <u>是流速的周期平均, ubt是正压潮流速, 由式(2)求得。
脉动压强的计算公式为:
$p'(z,t)=p'_{surf}(t)+\int^{0}_{z} \rho '(\hat{z},t)gd\hat{z}$
式中p′surf为斜压海表面压强, 可以通过垂向平均等于0的斜压条件推导得到:
$\frac{1}{H} \int ^{0}{-H}p'(z,t)dz=0$
因此,
$p'(z,t)=-\frac{1}{H} \int^{\eta}_{-H} \int^{\eta}_{z} gp'(\hat{z},t)d \hat{z}dz+ \int^{\eta}_{z}gp'(\hat{z},t) d\hat{z}$
(7)式中右边第二项中的ρ’(z,t)为脉动密度, 计算公式为:
$\rho'(z,t)=\rho(z,t)-\overline{\rho}(z)$
这里, ρ(z,t)是瞬时密度, $\overline{\rho}(z)$为至少一个潮周期内平均后的垂向密度剖面值。因此, 由以上的公式推导, 可以得到脉动压强p’(z,t)。最后, 对斜压流速和脉动压强的乘积进行垂向积分, 即为内潮能通量。
在内潮能通量的基础上, 可由下式估算内潮能通量的散度:
$\nabla_{h} \cdot F_{bc}=\nabla_{h} \cdot (\int^{\eta}_{-H}u'p'dz)$
上式中, Fbc表示垂向积分的内潮能通量, $\nabla_{h}$是水平散度。

2 正压潮特征

根据正压潮—地形相互作用机制, 内潮的产生与正压潮的驱动作用密不可分, 因此, 能否准确模拟正压潮直接影响内潮生成和传播过程的模拟结果。在进行印尼海区的内潮模拟之前, 一项非常重要的工作是检验所采用的数值模式能否比较准确合理地模拟该区域的正压潮特征。

2.1 振幅和迟角

本文对模式所得M2和K1分潮的正压潮结果分别与验潮站数据进行比较, 如图2所示。其中, r为计算值与观测值的相关系数, RMSa为振幅的均方根误差, RMSp为迟角的均方根误差。可以看出, M2和K1分潮的模式结果与T/P结果比较一致, 模式结果与观测值的相关系数在0.8~1之间。振幅均方根误差分别为7.54cm和5.66cm, 迟角均方根误差分别为12.86°和12.44°。部分点模式结果与验潮站观测结果偏差较大, 这是由于这些验潮站位于港口内部, 数值模式不能很好地考虑局地效应。总体来看, 模式结果和观测值之间有较好的一致性。
Fig. 2 Scatter diagram between barotropic model results and tidal station data.
a) Amplitude of M2 tide; b) phase of M2 tide; c) amplitude of K1 tide; d) phase of K1 tide. Correlation coefficient r and RMS are also given in each panel

图2 正压潮模式模拟结果与验潮站观测数据的散点图
a. M2分潮振幅; b. M2分潮相位; c. K1分潮振幅; d. K1分潮相位。r为相关系数, RMSa为振幅的均方根误差, RMSp为迟角的均方根误差

2.2 正压潮能通量

本文根据公式(1)分别计算了正压潮模式模拟的M2和K1分潮的能通量, 并与OTIS结果进行对比, 如图3a、b所示(OTIS的计算结果图中未显示)。M2分潮主要从印度洋的东北部传向印尼海区, 流经班达海、马鲁古海传向苏拉威西海和西北太平洋。K1分潮主要从西北太平洋传入印尼海区。从能通量的量值上来看, M2分潮明显占优, 在班达海、马鲁古海的能通量达到100kW·m-1以上。K1分潮在整个印尼海区几乎都在40kW·m-1以下。本文采用的正压潮模式模拟得到的印尼海区正压潮能通量与OTIS数据吻合较好, M2和K1分潮的模拟结果与OTIS数据的相对均方根误差依次为11%和8%。
Fig. 3 Depth-integrated barotropic energy flux in the barotropic tide model for M2 (a) and K1 (b) tide, respectively

图3 正压潮模式中M2分潮(a)和K1分潮(b)的垂向积分正压潮能通量矢量(箭头)及量值(颜色)

3 内潮特征

3.1 等温度面起伏

内潮的产生和传播会引起海水等温度面随时间推移的起伏变化, 因此可以通过观察海水温度垂向结构的时间变化来粗略描述内潮现象。本文分别选定位于班达海、望加锡海峡、翁拜海峡、帝汶通道、苏拉威西海、马鲁古海、西北太平洋和东北印度洋的8个站位(各站位具体信息见表1), 对混合分潮驱动的内潮实验中每个站位的海水等温线从模式开始模拟后的第28日起绘制了48h的时间序列图, 如图4各分图左列所示。从等温线起伏的周期来看, 在帝汶海、望加锡海峡、翁拜海峡、东北印度洋等4个区域, 海水等温度线在48h内共出现了4个波峰, 相邻两个波峰的时间间隔介于12~13h, 其主控周期与M2半日分潮的周期相近。在苏拉威西海和西北太平洋区域, 海水等温度线在48h内共出现了2个波峰, 相邻两个波峰的时间间隔介于24~25h, 其主控周期与K1全日分潮的周期相近。班达海和马鲁古海站位的波形和波动周期相对其他站位抖动较剧烈, 这是由于这两个站位附近内潮源地众多导致多个内潮波相互叠加的效果。
Tab. 1 The location of each site

表1 各站点位置

站点 经度 纬度 所属海区
1 128°E 6°S 班达海
2 115°E 12°S 东北印度洋
3 125°36′E 6°S 翁拜海峡
4 118°E 3°42′S 望加锡海峡
5 126°E 2°N 马鲁古海
6 125°24′E 9°30′S 帝汶海
7 121°E 3°N 苏拉威西海
8 14°E 10°N 西北太平洋
在连续层化的海洋中, 内潮的最大振幅往往出现在浮性频率极大值的温跃层处以及底部地形处。从图4左列看出, 各站位均在近海底处等温线起伏最大。从底部等温线起伏来看, 除苏拉威西海外, 其他7个站位的振幅均为50~100m, 苏拉威西海处的振幅较大, 约为150m。但由于海水层化的强弱随水深有明显变化, 等温线起伏的信号在层化较弱的区域(如深水区)放大, 在层化较强的区域(如温跃层附近)缩小。为了去掉垂向层结变化对等温线起伏的复杂影响, 采用WKB(Wentzel- Kramers-Brilloui)方法对振幅进行标准化(Leaman et al, 1975; Althaus et al, 2003)。
\[\hat{\xi}=\xi\sqrt{\frac{\overline{N}(z)}{N_0}}\]
其中, N0是模式估算的各站位深度平均的浮力频率, \(\overline{N}(z)\)是各站位各水深时间平均的浮力频率, \(\xi\)是原始等温线起伏的振幅, \(\hat{\xi}\)是标准化后的振幅。图4中各子图的右图表明, 经过WKB方法标准化后的振幅除帝汶海外均为温跃层处较大, 大小约为20~40m, 而帝汶海的振幅则在水深200m左右达到最大, 大小约为25~30m。
Fig. 4 Temporal variations of ocean temperature (units: ℃) (left panels) and the WKB (Wentzel- Kramers-Brilloui)-scaled magnitude of isotherm vertical displacement in each layer (units: m) (right panels) of the sites in the Maluku Sea(a), Makassar Strait(b), Ombai Strait(c), Banda Sea(d), Timor Passage(e), Sulawesi Sea(f), Indian Ocean(g), and Pacific Ocean(h)

图4 马鲁古海(a)、望加锡海峡(b)、翁拜海峡(c)、班达海(d)、帝汶通道(e)、苏拉威西海(f)、印度洋(g)和太平洋(h)上各站位温度(℃)随时间的变化(左)以及WKB(Wentzel- Kramers-Brilloui)方法校正后各水深等温线起伏的振幅(右)

3.2 内潮能量收支

由于研究区域内海区众多而且地形复杂, 因此, 为了详细判断印尼海区的内潮特征, 本节拟对内潮能量的收支进行定量计算。
图5给出了4个主要正压分潮M2、S2、K1、O1同时驱动的混合内潮的近表面脉动压强p'的水平分布。从图中可以看到, 内潮从桑岭、斯兰海、翁拜海峡和帝汶海等海区生成并向四周传播, 其振幅在以上海区高达800Pa, 表明以上海区均是印尼海区内潮的主要源地, 其中桑岭和帝汶海分别也是西北太平洋和东北印度洋内潮的重要源地之一。脉动压强的水平分布还表明内潮主要限制在水深大于200m的区域。图6a、b、c分别表示垂向积分的正压潮向内潮的转化率(Conv)、内潮能通量矢量(Fbc)和内潮能通量散度(DivF), 展示了印尼海区内潮能量的收支情况。图6a表明, 正压潮到内潮转化率呈现出极不均匀的水平分布形态, 强度的变化跨越几个量级[O(10-4)~O(1)W·m-2]。其中, 桑岭、斯兰海和翁拜海峡等海区的转化率达到O(1)W·m-2, 意味着它们是内潮的主要生成区。负转化率意味着内潮向正压潮的转化, 发生在密度扰动和正压垂向流速的相位差大于90°的情况下(Zilberman et al, 2009), 主要由远处生成的内潮改变了脉动密度的相位所引起, 因此负转化率表明该海域存在着多个内潮生成区域(Carter et al, 2012)。以苏拉威西海为例, 它的负转化率是由局地生成的内潮和由桑岭辐射内潮的相互作用所导致的。
Fig. 5 Near-surface pressure perturbation in the experiments of internal tides forced by four combined tides (units: Pa). The gray contour represents the isobath of 200 m

图5 混合分潮驱动实验的近表面脉动压强
灰色线条表示200m水深等深线

Fig. 6 Depth-integrated conversion rate from barotropic to internal tides (a), energy flux of internal tides (b) and the divergence of energy flux of internal tides (c)

图6 混合分潮实验中垂向积分的正压潮向内潮的转化率(a)(单位: W·m-2)、内潮能通量矢量(b)(单位: kW·m-1)和内潮能通量散度(c)(单位: W·m-2)

图6b、c展示了混合分潮驱动下垂向积分的内潮能通量及其散度在印尼海区的分布。可以看到, 内潮于桑岭、斯兰海、翁拜海峡等地区生成并向四周传播, 其垂向积分的能通量最大值达到40kW·m-1。在西北太平洋、东北印度洋等相对开阔的海域, 内潮能通量量值较低, 小于10kW·m-1。内潮能通量散度也呈现出不均匀的水平分布形态, 正散度主要出现在桑岭、哈马黑拉海、斯兰海和翁拜海峡, 显示这些海区是内潮能量的源地; 而负散度则占据苏禄海、苏拉威西海、班达海等区域, 显示这些海区是内潮能量的汇区。
图7展示了苏禄海、苏拉威西海和班达海地区M2和K1单分潮驱动下印尼海区内潮能量的收支情况。在苏禄海, M2和K1分潮区域积分的正压潮到内潮的转化率为3.80和1.21GW, 内潮能通量的散度分别为-0.32和-0.06GW, 表明该海区的内潮能量主要来自于局地内潮的生成, 约占总内潮能量的90%以上。苏拉威西海的内潮情况与苏禄海相差较大, 其两个分潮区域积分的正压潮到内潮转化率分别为0.76和0.03GW, 内潮能通量的散度分别为-2.53和-0.79GW, 表明该海区的内潮能量主要来自于外部传入,约占总内潮能量的70%以上。为了深入探讨苏拉威西海外部传入内潮能量的来源, 分别对该海区的4条边界(图7中的B1B2、B2B3、B3B4和B4B1)的内潮能通量进行估算, 从桑岭(B1B2)传入苏拉威西海的M2和K1分潮的内潮能量分别为2.0GW和0.7GW, 约占外部传入苏拉威西海总能量的80%以上, 表明传入苏拉威西海的外部内潮能量主要来自于桑岭。对于班达海, 其M2和K1分潮区域积分的正压潮到内潮转化率分别为0.73和0.14GW, 能通量的散度分别为-1.43和-0.26GW, 表明该海区的内潮能量也是主要来自于外部的传入, 约占总内潮能量的65%以上。分别对该海区的4条边界(图7中C1C2、C2C3、C3C4和C4C1)的内潮能通量进行估算, 结果显示: 对于M2分潮, 由C2C3边传入的内潮能量为1.41GW, 也即从外部传入班达海的M2分潮能量几乎全部从翁拜海峡传入; 对于K1分潮, 由C2C3和C4C1两条边传入的内潮能量均为0.13GW, 也即从外部传入班达海的K1分潮能量主要由翁拜海峡和斯兰海传入。另外, 从M2和K1分潮的能量量值看, 这几个海区的内潮能量主要由M2分潮占主导。
Fig. 7 Analysis of internal tide energy budget in the experiments forced by a single M2 or K1 tide in separate areas. The first and second lines in the three dashed black boxes from top to bottom represent the area-integrated conversion rate from barotropic to internal tides and the divergence of internal tides energy flux in Sulu Sea, Sulawesi Sea and Banda Sea, respectively. The first and second values in each line represent the results from the experiments forced by a single M2 and K1 tide (units: GW), respectively

图7 M2和K1单分潮驱动实验中不同海区的内潮能量收支分析
自上而下三个虚线黑框中的上下两行数字分别表示苏禄海、苏拉威西海和班达海区域积分的正压潮到内潮的转化率和内潮能通量散度, 每行左、右的数字分别表示M2和K1单分潮驱动实验的结果(单位: GW)

4 结论

本文利用MITgcm模式, 建立了印尼海区高时空分辨率的三维正压潮和内潮模式, 估算了印尼海区内潮各个分潮能量的分布、传播及其收支。
研究表明, 印尼海区存在明显的内潮信号, 其标准化的振幅在苏拉威西海、望加锡海峡、翁拜海峡、马鲁古海、班达海、东北印度洋和西北太平洋地区在温跃层附近达到最大, 振幅为20~40m不等; 在帝汶海地区在水深200m附近达到最大, 振幅为25~30m。其中, 翁拜海峡、帝汶海、望加锡海峡、东北印度洋等地区等温线扰动的主控周期为12~13h, 具有明显的半日潮特征。苏拉威西海和西北太平洋地区扰动的主控周期为24~25h, 具有明显的全日潮特征。
内潮主要在桑岭、斯兰海、翁拜海峡和帝汶海等区域生成, 其能通量达40kW·m-1。对印尼海区内潮能量收支的估算结果表明, 苏禄海的内潮能量主要来自局地生成, 苏拉威西海和班达海的内潮能量主要来自外部传入。其中, 外部传入苏拉威西海的能量主要来自桑岭地区, 而外部传入班达海的能量主要来自翁拜海峡和斯兰海。

The authors have declared that no competing interests exist.

References

Publishing order | Descend order by publishing year | Descend order by cited within
[1]
滕飞, 2013. 印尼近海潮汐潮流的数值模拟[D]. 青岛: 国家海洋局第一海洋研究所.

TENG FEI, 2013. Numerical simulation of principal tidal constituents in the Indonesia Adjacent Seas[D]. Qingdao: The First Institute of Oceanography (in Chinese with English abstract).

[2]
ALTHAUS A M, KUNZE E, SANFORD T B, 2003. Internal tide radiation from Mendocino Escarpment[J]. Journal of Physical Oceanography, 33(7): 1510-1527.

[3]
BUIJSMAN M C, LEGG S, KLYMAK J, 2012. Double-ridge internal tide interference and its effect on dissipation in Luzon Strait[J]. Journal of Physical Oceanography, 42(8): 1337-1356.

[4]
BUIJSMAN M C, KLYMAK J M, LEGG S, et al, 2014. Three- dimensional double-ridge internal tide resonance in Luzon Strait[J]. Journal of Physical Oceanography, 44(3): 850-869.

[5]
CARTER G S, FRINGER O B, ZARON E D, 2012. Regional models of internal tides[J]. Oceanography, 25(2): 56-65.

[6]
CLEMENT A C, SEAGER R, MURTUGUDDE R, 2005. Why are there tropical warm pools?[J]. Journal of Climate, 18(24): 5294-5311.

[7]
EGBERT G D, BENNETT A F, FOREMAN M G G, 1994. TOPEX/POSEIDON tides estimated using a global inverse model[J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 99(C12): 24821-24852.

[8]
EGBERT G D, EROFEEVA S Y, 2002. Efficient inverse modeling of barotropic ocean tides[J]. Journal of Atmospheric and Oceanic Technology, 19(2): 183-204.

[9]
FFIELD A, GORDON A L, 1992. Vertical mixing in the Indonesian thermocline[J]. Journal of Physical Oceanography, 22(2): 184-195.

[10]
FFIELD A, GORDON A L, 1996. Tidal mixing signatures in the Indonesian Seas[J]. Journal of Physical Oceanography, 26(9): 1924-1937.

[11]
GARRETT C, 2003. Internal tides and ocean mixing[J]. Science, 301(5641): 1858-1859.

[12]
GORDON A L, 2005. Oceanography of the Indonesian seas and their throughflow[J]. Oceanography, 18(4): 14-27.

[13]
HATAYAMA T, 2004. Transformation of the Indonesian throughflow water by vertical mixing and its relation to tidally generated internal waves[J]. Journal of Oceanography, 60(3): 569-585.

[14]
HATAYAMA T, AWAJI T, AKITOMO K, 1996. Tidal currents in the Indonesian Seas and their effect on transport and mixing[J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 101(C5): 12353-12373.

[15]
HAUTALA S L, REID J L, BRAY N, 1996. The distribution and mixing of Pacific water masses in the Indonesian Seas[J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 101(C5): 12375-12389.

[16]
LEAMAN K D, SANFORD T B, 1975. Vertical energy propagation of inertial waves: A vector spectral analysis of velocity profiles[J]. Journal of Geophysical Research, 80(15): 1975-1978.

[17]
MARSHALL J, ADCROFT A, HILL C, et al, 1997. A finite-volume, incompressible Navier Stokes model for studies of the ocean on parallel computers[J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 102(C3): 5753-5766.

[18]
MELLOR G L, 2003. Users guide for a three-dimensional, primitive equation, numerical ocean model[Z]. Princeton, NJ: Princeton University.

[19]
NAGAI T, HIBIYA T, 2015. Internal tides and associated vertical mixing in the Indonesian Archipelago[J]. Journal of Geophysical Research Oceans, 120(5): 3373-3390.

[20]
NASH J D, ALFORD M H, KUNZE E, 2005. Estimating internal wave energy fluxes in the ocean[J]. Journal of Atmospheric and Oceanic Technology, 22(10): 1551-1570.

[21]
NEALE R, SLINGO J, 2003. The maritime continent and its role in the global climate: A GCM study[J]. Journal of Climate, 16(5): 834-848.

[22]
NIWA Y, HIBIYA T, 2004. Three-dimensional numerical simulation of M2 internal tides in the East China Sea[J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 109(C4): 4027.

[23]
RAY R, EGBERT G, EROFEEVA S, 2005. A brief overview of tides in the Indonesian Seas[J]. Oceanography, 18(4): 74-79.

[24]
ROBERTSON R, 2010. Interactions between tides and other frequencies in the Indonesian seas[J]. Ocean Dynamics, 61(1): 69-88.

[25]
ROBERTSON R, FFIELD A, 2005. M2 baroclinic tides in the Indonesian Seas[J]. Oceanography, 18(4): 62-73.

[26]
ROBERTSON R, FFIELD A, 2008. Baroclinic tides in the Indonesian Seas: Tidal fields and comparisons to observations[J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 113(C7): C07031.

[27]
SCHILLER A, 2004. Effects of explicit tidal forcing in an OGCM on the water-mass structure and circulation in the Indonesian throughflow region[J]. Ocean Modelling, 6(1): 31-49.

[28]
SCHILLER A, FIEDLER R, 2007. Explicit tidal forcing in an ocean general circulation model[J]. Geophysical Research Letters, 34(3): L03611.

[29]
VLASENKO V, STASHCHUK N, GUO C, et al, 2010. Multimodal structure of baroclinic tides in the South China Sea[J]. Nonlinear Processes in Geophysics, 17(5): 529-543.

[30]
ZILBERMAN N V, BECKER J M, MERRIFIELD M A, et al, 2009. Model estimates of M2 internal tide generation over Mid-Atlantic Ridge topography[J]. Journal of Physical Oceanography, 39(10): 2635-2651.

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