内潮是海洋中普遍存在的一种潮频内波, 是海洋物质输运和能量级联的重要媒介(Zhao, 2014)。潮-地相互作用是内潮产生的主要机制, 在层结的海水中, 正压潮经过起伏变化的地形后, 以相同的频率振荡产生斜压内波, 即内潮(Li et al, 2016; Yan et al, 2020; Xu et al, 2021)。正压潮是内潮的能量来源, 海水层结、背景流和地形是影响内潮的重要因素(Chelton et al, 2011; Nan et al, 2011; Dunphy et al, 2017)。从源地生成的低模态内潮在开阔海域能够传播数千公里, 波长可达数百公里, 在传播、演化和破碎的过程中可能会产生强流和巨大的波动, 引起海水混合和能量级串, 是深海密跃混合的主要驱动力, 并且在维持大尺度经向翻转环流、运输深海物质等方面存在重要影响(Nash et al, 2005; Chavanne et al, 2010; Zhao, 2018)。

中尺度涡旋是海洋中普遍的动力学现象, 作为与内潮尺度相当且频发的海洋物理过程, 涡旋对内潮的影响是不可忽略的。在内潮生成过程中, 层结和正压潮流是影响内潮生成的主要因素, 当中尺度涡经过吕宋海峡内潮源地时, 引起的层结变化和跨脊流速使扰动压强产生相位变化, 影响该处正压潮向斜压潮的转化率, 甚至使正压潮转化率增大2倍(Zilberman et al, 2011)。Löb等(2020)利用亚速尔群岛南部10个月的观测数据, 分析中尺度涡旋对内潮前两个模态的影响, 结果显示涡流通过时, 内潮能通量明显衰减, 表层涡旋存在的情况下, 前两个模态能通量的相干性降低超过了40%。正压潮是斜压内潮的能量来源, Arbic等(2010)发现在混合坐标海洋模式模拟中纳入中尺度涡旋环流, 正压潮模拟结果精确度得到提高, 这也证实了内潮研究过程考虑中尺度涡旋影响的重要性。

在内潮传播演化的过程中, 经过涡旋区域后的内潮射线呈放射状(Dunphy et al, 2014), 中尺度涡对内潮的影响与模态数密切相关, Rainville等(2006)开发的射线模型被应用至正压中尺度流场中以研究内波的传播, 层结、行星涡度等因素对内重力波的影响被考虑入内。将其应用于在夏威夷海脊处的内潮传播过程, 结果表明中尺度背景流的影响随着模态数的增强而逐渐显著。此外, 内潮经过非线性陡化作用演化成为非线性内波, Li等(2016)指出涡旋经过内潮传播路径后, 内潮非线性系数增强, 由内潮演化形成的非线性内波振幅变大, 因此他们强调需要重视水平非均匀性效应引起的非线性效应变化。

涡旋对内潮的耗散过程也具有影响。Lelong等(1991)发现当涡与两个相同频率的波相互作用时, 涡旋促进不同模态能量的转化, 并将低模态能量向高模态转移。Dunphy等(2014)通过MITgcm (Massachusetts Institute of Technology general circulation model)进行理想化数值模拟实验, 也发现了涡旋促进高模态的产生。内潮将能量从低模态向高模态转移, 导致局地耗散的增强(Löb et al, 2020)。另外, 中尺度背景流的影响随着模态数的增强而逐渐显著, 中尺度流带来的相位调制还会使高模态内潮在传播过程中产生能量损失(Rainville et al, 2006), 加速内潮耗散过程。

吕宋海峡是连接南海北部和西北太平洋的重要通道, 是全球内潮最为活跃的区域之一(Wang et al, 2015), 也是中尺度涡旋富集区域(Wang et al, 2008, 2019)。南海北部中尺度涡旋半径从几十到几百公里(Chen et al, 2010; He et al, 2018), 表层流速可超过1 m/s(Hu et al, 2011; Zhang et al, 2013), 涡旋数量丰富, 类型多样, 使得南海存在类型、强度等各不相同的涡旋, 其对内潮的影响程度也存在不同。针对涡旋对内潮生成、传播演化和耗散等方面的影响, 前人已经展开了大量研究, 但不同位置、极性、半径、强度的涡旋对内潮的影响尚不清楚。本文针对涡旋对内潮的影响开展系统研究, 探究不同特性的涡旋对南海内潮的影响。

为控制涡旋单一特性的改变, 本文采用高分辨率数值模式, 对吕宋海峡内潮及南海北部理想涡旋进行模拟, 研究不同特性的涡旋对内潮的影响, 并探寻引起变化的主要因素。第1部分介绍了模式配置和数据分析的方法, 第2部分分别分析了涡旋位置、极性、强度、半径对内潮的影响, 第3部分进行了讨论, 第4部分是对本文内容的总结和展望。

1 研究背景 1.1 模式及算例设置

本文采用近岸与区域海洋共同模式(coastal and regional ocean community model, CROCO)进行模拟研究。CROCO模式(Version 1.0; www.croco-ocean.org)是在区域海洋系统(Regional Ocean Model System, ROMS)的Agrif版本ROMS_AGRIF的基础上建立的, 它能够对近岸和区域大洋的海洋动力过程进行高分辨率模拟, 并在不同的海洋物理过程中呈现出良好的模拟效果(Marchesiello et al, 2019; Cao et al, 2022)。

本文选择吕宋海峡及南海北部部分海域作为研究区域, 经纬度范围为(112°~125°E, 17.5°~23.5°N; 图 1), 水平分辨率为1/30°, 网格数为391×194, 所选区域水深最深为6 000 m, 垂向非均匀网格50层。四个开边界处设置海绵层吸收边界反射, 宽度为30 km。潮汐强迫加入M₂半日分潮, 振幅和位相数据通过计算TPXO7.2 (the TOPEX/Poseidon global inver solution)潮汐数据集提供的全球正压潮汐模式导出, 初始场数据来源于HYCOM (hybrid coordinate ocean model) 2015年的年平均数据, 对其进行层平均后输入初始文件, 包括温度、盐度、流场及海表面高度。内潮模拟30 d, 计算步长为60 s, 结果每1 h输出一次。约150 h后内潮动能趋于稳定, 选择200~250 h (2个M₂半日内潮周期)时间段进行分析。

为系统探究涡旋特性对内潮影响的不同, 本文从涡旋位置、类型、半径、强度四个方面考虑, 设置相同内潮下不同理想涡旋存在的16组算例及1组对照(仅内潮存在, 编号M₂)算例(表 1)。

分别统计AVISO (archiving validation and interpretation of satellite oceanographic)数据集1993~2022年气旋涡和反气旋涡旋中心的位置和出现频率, 选择涡旋中心出现频次高的位置为理想涡旋的主要位置, 并保持涡旋中心经度不变, 仅改变纬度位置。除了改变位置的涡旋算例外, 改变半径或峰值流速的涡旋中心纬度差异小于0.1°, 在研究时段内涡旋移动距离小于0.1°, 可忽略不计。涡旋中心处内潮波长约为125 km, 南海东北部涡旋平均半径约为100 km (He et al, 2018), 在分析涡旋半径变化时, 设置涡旋半径分别为100, 125, 150 km [大尺度涡旋(He et al, 2018), 涡旋半径大于内潮第一模态波长]。依据前人研究结果, 南海北部涡旋可达1 m/s, 部分涡旋流速超过1 m/s (Hu et al, 2011; Zhang et al, 2013; Guo et al, 2023), 因此选择涡旋峰值流速为0.5, 1.0, 1.5 m/s。

1.2 计算方法 1.2.1 理想涡旋

本文采用独立理想涡旋进行模拟。首先将研究区域初始化为一个圆心位于且半径为r的孤立涡, 其流函数可表示为(Dunphy et al, 2014)

其中, 是涡旋的水平结构函数, 为垂向结构, 为涡旋水平峰值速度, 涡旋水平速度处达到峰值, 在水平距离处衰减为的2%以下, 为涡旋长度尺度。

由以下方程给出

n表示不同模态, 水平波数, N为海水的浮力频率, ω为内潮频率, f为科氏参数, 边界条件中H为总水深。

涡旋水平流速由流函数在y和x方向的导数获得, 即给出, 温盐场数据与内潮模拟的初始场数据相同。

1.2.2 内潮相关物理量

内潮能通量是内潮斜压能量守恒方程中的重要一项, 计算公式为

表示取周期平均, 为速度的斜压部分:

是原始速度, 为对原始速度的时间平均, 为正压潮速度; 为扰动压强:

g为重力加速度, 是扰动密度, 由温度、盐度和压强计算得到背景密度和扰动密度:

可通过斜压特性即斜压部分深度积分后的平均为0获得:

本文取第200~250 h (2个M₂分潮周期)的数据进行周期平均, 对计算后的能通量进行深度积分, 得到潮能通量水平分布。

内潮能量包括斜压动能(kinetic energy, KE)和线性有效势能(linear available potential energy, APE) (Buijsman et al, 2012), 其计算公式为

其中, w为内潮的垂向速度, 为参考密度。

内潮群速度可以通过求解TG (Taylor-Goldstein)方程中的特征速度, 再通过频散关系推导计算求得(Xu et al, 2021):

是垂向速度的特征函数, U为平行于内潮方向的背景流速, 为特征速度。通过频散关系推导可得群速度(Rainville et al, 2006):

1.3 正压潮验证

对模式输出的海表面高度数据进行调和分析得到M₂正压潮的振幅和位相, 并与TPXO7.2数据集的结果对比。如图 2所示, 振幅在西太平洋及北部近岸区域存在高值区, 南海北部振幅较小, 模拟的位相线呈弯曲形态, 这是由于受到斜压信号的影响。对M₂分潮的模拟与TPXO7.2数据集预测的结果基本相符, 与前人结果也相对吻合(Guo et al, 2021; Xu et al, 2016), 因此该模型基本准确模拟了南海北部海域的正压潮, 可以用于本文对内潮的生成和传播进行模拟分析。

2 结果与分析 2.1 涡旋位置对内潮的影响

本文设置了三个不同位置的反气旋涡(表 1中AL1, AL2, AL3)以探究涡旋位置对内潮影响的机制。图 3所示为不同位置的涡旋影响下的潮通量, 在AL1算例中, 涡旋不存在时(图 3a), 潮能通量沿着纬向向西传播, 靠近陆架时向西北方向传播, 到达近岸大陆架附近后迅速衰减。AL1涡旋(图 3b)南部和北部都位于西向传播的潮能通量路径中, 在AL1反气旋涡影响下, 进入涡旋区域的潮能通量由向西传播转变为向西北方向传播, 潮能通量集中于涡旋的中心和北部, 涡旋西南部偏弱, 潮能通量的传播通道变窄, 纬向潮能通量在AL1反气旋涡的影响下, 延伸至接近22°N的位置, 至此可知涡旋能够影响内潮的传播方向。在图 3所示涡旋外围红色虚线上的潮能通量进行线积分, 且以东向和北向传播为正, 发现进入涡旋区域的潮能通量略有减小, 向北的潮能通量高值区向西移动, 但仍位于积分线上, 因此积分数值变化不大, 向南的潮能通量增大了15.90 MW, 西边离开涡旋区域的潮能通量减少了46.93 MW。以上可知涡旋能够改变内潮潮能通量水平分布, 受到涡旋作用的潮能通量向南辐散。

AL2反气旋涡位置偏南(图 3d), 仅有涡旋北部区域位于内潮传播路径内, 位于涡旋区域内的潮能通量在纬向上的传播范围变宽, 位于涡旋区域外的潮能通量未受到明显影响。从线积分的潮能通量上看, 涡旋北部潮能通量明显减弱, 变化了39.32 MW, 且涡旋西侧潮能通量线积分减少了12.96 MW。AL3反气旋涡(图 3f)位于潮能通量传播路径外, 其对潮能通量没有显著影响, 靠近内潮传播路径的北部潮能通量线积分略有增强, 积分区域东侧潮能通量减弱, 可能是由于吕宋海峡产生的西南分支内潮潮能通量变化所致。

涡旋的存在改变了背景流场, 使潮能通量传播方向发生偏转, 西向传播的潮能通量减少, 南向增强, 潮能通量在水平方向上发散。因此, 涡旋所处的位置对潮能通量有直接作用, 位于潮能通量传播路径上的涡旋能够改变潮能通量的传播方向和水平分布。

2.2 涡旋类型对内潮的影响

气旋涡和反气旋涡引起方向相反的背景流场, 选择位置、半径和速度峰值相同的气旋涡和反气旋涡对内潮的影响进行探究。如图 4b中黑色箭头所示, 内潮经过气旋涡时潮能通量向南发生偏转, 方向由向西北转为向西传播, 离开气旋涡区域后继续向西北方向传播。经过反气旋涡时潮能通量向北发生偏转(图 4c), 离开反气旋涡区域后继续向西北方向传播。

取五个经度(箭头起始处为对应经度), 沿着图 4中红色虚线纬度范围(20.4°~21.6°N)对潮能通量进行线积分, 得到有无涡旋情况下的潮能通量传播方向及大小(蓝色和绿色箭头)。内潮刚进入气旋涡内时(图 4b), 潮能通量的大小基本不变, 方向偏转小于3°, 经过涡旋中心以后, 潮能通量向南偏转角度增大, 接近8°, 离开涡旋区域后, 潮能通量偏转角度再次小于3°, 且能量增强。在反气旋涡内(图 4c), 到达涡旋中心前潮能通量大小基本不变, 方向约偏转4°, 经过涡旋中心后, 偏转角度超过12°, 内潮离开反气旋涡范围时, 方向偏转重新回到4°, 潮能通量明显减弱。内潮波位于涡旋中心以东区域时, 涡旋存在下的潮能传播方向(图 4中蓝色箭头)偏转较小, 与无涡旋时的潮能通量(图 4中绿色箭头)大小和方向基本重合, 即刚进入涡旋区域时, 潮能通量的大小和方向受到涡旋的影响较弱。而在涡旋中心以东区域潮能通量传播角度发生明显变化。内潮离开气旋涡和反气旋涡区域后, 潮能通量分别增强和减弱, 这主要是因为气旋涡使潮能通量向南偏转并在涡旋西南部堆积, 在离开涡旋区域后继续向西北方向传播, 因此在积分范围内能量增强, 反气旋涡使潮能通量向北偏转后离开了积分范围, 且继续向西北方向传播, 积分路径上的潮能通量减弱。综上可知, 气旋涡能够使潮能通量向南偏转, 反气旋涡使潮能通量向北偏转, 涡旋对潮能通量方向的影响主要位于涡旋范围内, 涡心以东对内潮的影响显著低于涡心以西, 当内潮离开涡旋范围时, 涡旋对内潮方向的影响明显减弱。

通过求解公式(11)和(12)的TG方程得到有无背景流下的内潮群速度, 背景层结为研究时段时间平均的数据, 背景流为模式结果输出的流速进行周期平均后, 平行于内潮方向的流速。气旋涡产生的背景流在南部与内潮传播方向在纬向上相反, 北部相同, 反气旋涡反之, 因此分别选取了涡旋中心南部和北部两个纬向断面(21.5°N和20.5°N)对比分析, 结果如图 5所示。在涡旋范围以外, 存在或不存在背景流的群速度差别较小, 说明涡旋区域以外内潮群速度受涡旋引起背景流的影响不显著。加入涡旋后, 在反气旋涡南部的内潮传播方向与背景流相同, 内潮群速度大于无背景流的情况(图 5d), 反气旋涡北部两者相反, 内潮群速度小于无背景流的情况(图 5c)。同样地, 气旋涡北部内潮群速度增强, 南部群速度减弱。即当内潮传播方向与背景流流速方向一致时, 内潮群速度得到增强, 方向相反时, 内潮群速度被减弱。受涡旋影响后, 群速度南北不均, 潮能通量传播方向发生偏转(图 6)。当潮能通量经过气旋涡区域时, 南部群速度减弱, 北部群速度增强, 潮能通量在南部堆积, 在北部发散, 呈现出南强北弱的分布状态。同理反气旋涡使潮能通量呈现南弱北强的状态。

2.3 涡旋强度变化对内潮的影响

为了探究涡旋强度变化对内潮潮能通量产生的影响, 本文设置了三种峰值流速, 并将涡旋的强度用峰值速度V₁、V₂、V₃表示, 选择涡旋中心(118.3°E)的潮能通量(图 1中涡旋中心经向断面)比较其变化。当涡旋强度较弱时, 涡旋中心潮能通量在峰值处产生变化, 气旋涡存在时20.5°N以南区域(内潮与背景流方向相反)潮能通量略增强(图 7a), 反气旋涡存在时涡心及涡心以北(内潮与背景流方向相反)潮能通量略增强(图 7d)。当涡旋的强度增强, 涡旋产生的影响也增强。气旋涡中心以南潮能通量增强(图 7c), 北部减弱, 经向潮能通量廓线趋于平缓, 反气旋涡南部潮能通量减弱(图 7f), 北部增强, 经向潮能通量廓线更加陡峭, 单峰突出。计算经向积分的潮能通量, 在118.3°E处气旋涡引起潮能通量的变化为−0.19 (CV1)、−0.09 (CV2)、−0.06 GW (CV3), 反气旋涡引起的变化为: 0.35 (AV1)、0.98 (AV2)、2.30 GW (AV3), 强度较弱时反气旋涡南部对潮能通量的减弱幅度小于北部增强幅度, 随着涡旋强度增大, 反气旋涡北侧变化幅度更大, 因此积分量增大, 气旋涡则呈相反规律。综上可知, 与内潮传播方向相同的背景流有减弱潮能通量的趋势, 方向相反则有增强潮能通量的趋势且变化幅度大于方向相同时。

内潮进入涡旋区域前(120.0°E, 图 7h)和离开涡旋区域后(116.1°E, 图 7g)潮能通量无明显变化, 因此潮能通量变化主要发生在涡旋区域内。

图 8为反气旋涡中心(21.0°N)、南部(20.4°N)和北部(21.6°N)(图 1中纬向灰色虚线)的内潮能量, 红色实线为涡旋范围。刚进入涡旋区域时, 内潮能量变化幅度较小(图 8a), 即涡心以东的涡旋区域对内潮能量的影响较小, 这与前文结论一致。反气旋涡东侧内潮能量增大, 西侧内潮能量减弱, 即南向背景流增强内潮能量, 北向背景流减弱内潮能量。反气旋涡强度增大后, 西部内潮能量明显减弱, 甚至几乎消失(图 8c), 可能是由于内潮在气旋涡背景流影响下发生偏转, 在该处出现了内潮能量的“空白区”。当涡旋强度增大时, 涡旋中心以西内潮能量的衰减增强, 当涡旋达到一定强度后, 涡旋中心以东对内潮产生明显影响。

选取图 1中反气旋涡所致背景流与内潮传播方向相反的A点和相同的B点, 对这两个位置内潮的垂向速度进行模态分解, 得到第一模态的垂向结构(图 9)。在A点处, 相比仅存在内潮的M₂算例, 反气旋涡存在下的第一模态振幅增大, 且幅度随着涡旋强度的增强而变大。而在B点, 反气旋涡存在使第一模态振幅减小, 减小幅度也随着涡旋强度增大而增大。在反气旋涡中, A点和B点分别为背景流与内潮传播方向向相反和相同的两点, 这说明背景流与内潮传播方向一致时, 背景流会削弱第一模态的振幅, 方向相反时, 第一模态振幅得到加强。这与前文中与内潮方向相同的背景流影响潮能通量结论一致, 即方向相同的背景流会削弱第一模态振幅, 导致潮能通量的减弱, 方向相反的背景流则会导致潮能通量的增强。

2.4 涡旋半径变化对内潮的影响

本文选择了三种涡旋半径R₁、R₂、R₃以探究涡旋半径变化对内潮的影响。图 10所示为不同半径涡旋影响下的潮能通量。对于气旋涡, 当涡旋半径较小时, 内潮能通量变化不明显(图 10a), 随着涡旋半径增大, 涡旋中心附近能通量降低, 20.5°N以南区域有所增强(图 10b, 10c)。对于反气旋涡, 涡旋半径增大, 其影响的范围明显增大, 且涡旋中心以南对内潮潮能通量减弱的作用弱于北部增强的作用。当涡旋半径较小时, 涡旋背景流对内潮的影响集中于较小的范围内, 使潮能通量高值区增强, 出现强单峰结构(图 10d)。涡旋半径增大后, 北部内潮能量明显增强, 幅度远大于南部减弱的趋势, 超过原峰值区, 单峰结构弱化, 形成凸字型多峰结构(图 10f)。这种现象可能与涡旋半径变化引起的涡旋峰值流速和潮能通量廓线的相对位置有关, 南北两侧的增强和减弱作用位于原单峰结构附近时, 可能会加强单峰结构, 若涡旋半径增大, 涡旋所致最强背景流距离潮能通量峰值位置较远, 可能会使该处潮能通量得到加强, 达到峰值的量级, 形成平面的凸字型多峰结构。因此内潮潮能通量受到涡旋影响后的形态与峰值流速的位置密切相关。

在118.3°E处气旋涡引起潮能通量的变化为−0.02 (CR1)、−0.09 (CR2)、−0.05 GW (CR3), 反气旋涡引起的变化为: 0.55 (AR1)、0.98 (AR2)、1.54 GW (AR3)。反气旋涡显著改变潮能通量的纬向分布规律, 呈现凸字形的多峰结构。而气旋涡影响较小, 保持无涡时的单峰结构。

上述结果表明, 半径越大的涡旋对内潮的影响范围越大, 潮能通量廓线的形状与涡旋半径和峰值流速位置密切相关, 涡旋所致最强背景流与内潮最大能通量的位置相距较远的位置, 潮能通量显著增强, 由纬向单峰结构形成凸字型多峰结构。

3 讨论与结语

本文通过改变理想涡旋特性以探究其对内潮影响的主要因素。改变涡旋位置后, 内潮潮能通量的变化显著不同, 位于潮能通量路径上的内潮潮能通量是主要影响对象。当涡旋位于潮能通量传播路径上时, 气旋涡使潮能通量向南发生偏转, 反气旋涡使其向北发生偏转, 这与Huang等(2018)和Guo等(2023)研究结果一致, 即气旋涡和反气旋涡对潮能通量方向和分布有不同影响。涡旋对潮能通量传播方向的影响仅位于涡旋区域内, 涡旋所致背景流是引起内潮潮能通量变化的主要原因, 离开涡旋区域后, 潮能通量继续向西北方向传播。涡旋对潮能通量大小的影响主要通过改变群速度, 当背景流与内潮传播方向相同时, 内潮群速度得到增强, 传播速度加快, 能量辐散, 反之能量辐聚产生堆积。

在探究涡旋半径变化和强度变化对内潮影响时, 无论是内潮能量还是内潮潮能通量的变化都展现出具有对称结构的涡旋对内潮的影响具有不对称性(Duda et al, 2018; Huang et al, 2018)。在探究内潮经向潮能通量变化时, 涡旋半径或强度增大, 反气旋涡对涡心以北潮能通量的增强趋势远大于涡心以南, 气旋涡的变化则不以涡心为分界, 潮能通量变化在20.5°N附近在南北两侧产生不同。在纬向上, 涡心以东的内潮能量变化明显小于涡心以西。这可能与该处内潮的传播方向有关, 内潮向西北方向传播, 潮能通量峰值位于涡心以北区域, 因此该范围具有更多的潮能通量受到影响, 东西方向内潮能量的不对称性则显示出涡旋对内潮影响具有累积效应。

4 结论

基于CROCO数值模拟, 从涡旋极性、位置、峰值流速、半径四个方面探究不同特性的理想涡旋对南海内潮的影响及内潮对涡旋动能的影响, 结果表明涡旋位置是影响内潮的直接因素, 涡旋主要对位于内潮传播路径上的潮能通量产生方向和大小的变化, 气旋涡和反气旋涡分别使潮能通量的方向向南和向北偏转, 当涡旋诱导的背景流与内潮传播方向一致时, 内潮群速度增强, 反之减弱。涡旋对内潮的影响范围和幅度受到涡旋的峰值流速和半径的影响, 涡旋的峰值流速和半径共同影响内潮潮能通量水平分布结构, 使其呈现纬向单峰或多峰结构。

本文的结果展示了涡旋特性变化对内潮影响的变化趋势, 接下来将针对背后的机制继续深入探索。