陳子飛 任 強(qiáng) 胡賀崗 陳永華 王 蓓 于 非, 4, 5 南 峰, 5 王建豐, 5 唐 瑛

南海西北部半日內(nèi)潮參量次諧頻不穩(wěn)定生成的近慣性波研究*

陳子飛1, 2, 3任 強(qiáng)1, 3, 4胡賀崗1, 2, 3陳永華1, 3王 蓓1, 2, 3于 非1, 2, 3, 4, 5南 峰1, 3, 4, 5王建豐1, 3, 4, 5唐 瑛1, 3

(1. 中國科學(xué)院海洋研究所 山東青島 266071; 2. 中國科學(xué)院大學(xué) 北京 100049; 3. 中國科學(xué)院 海洋環(huán)流與波動重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室 山東青島 266071; 4. 中國科學(xué)院海洋大科學(xué)研究中心 山東青島 266071; 5. 青島海洋科學(xué)與技術(shù)試點(diǎn)國家實(shí)驗(yàn)室 海洋動力過程與氣候功能實(shí)驗(yàn)室 山東青島 266237)

為了研究非臨界緯度上參量次諧頻不穩(wěn)定(parametric subharmonic instability, PSI)過程生成的近慣性波(near-inertial wave, NIW), 本文基于國家重點(diǎn)研發(fā)項(xiàng)目的準(zhǔn)實(shí)時傳輸深海潛標(biāo)資料, 對內(nèi)波速度譜、近慣性流速和動能、2-(半日頻減慣性頻)流速和動能、半日內(nèi)潮流速和動能以及混合的時間分布特征進(jìn)行了研究分析。平板模型與雙相干譜分析表明, 南海西北部陸坡區(qū)上層海洋出現(xiàn)的非風(fēng)生近慣性波是由半日內(nèi)潮PSI過程生成的, 同時也會生成2-內(nèi)波。在發(fā)生顯著PSI過程的深度上, 生成的近慣性能量與全日內(nèi)潮能量相當(dāng), 生成的2-能量與半日內(nèi)潮能量相當(dāng), 表明PSI過程生成的近慣性波和2-內(nèi)波是相當(dāng)重要的。細(xì)尺度參數(shù)化方法結(jié)果顯示PSI過程期間混合出現(xiàn)明顯增強(qiáng), 但其增加的大小是中度的。

南海西北部; 半日內(nèi)潮; 近慣性波; 參量次諧頻不穩(wěn)定; 海洋混合

海洋內(nèi)部混合主要是由內(nèi)波破碎驅(qū)動(Waterhouse, 2014; Whalen, 2020)。潮流與地形相互作用生成內(nèi)潮, 內(nèi)潮為內(nèi)波場提供約0.9 TW的能量, 是內(nèi)波場能量重要的一部分, 對于維持大洋層結(jié)、經(jīng)向翻轉(zhuǎn)環(huán)流具有重要的意義(Munk, 1998)。

內(nèi)潮生成后, 高模態(tài)內(nèi)潮在當(dāng)?shù)睾纳? 而低模態(tài)內(nèi)潮則向遠(yuǎn)距離傳輸。Vic等(2019)表明≥4模態(tài)的內(nèi)潮能量與微結(jié)構(gòu)探頭觀測到的耗散能量是相一致的, 因此, ≥4模態(tài)的內(nèi)潮能量主要是在生成區(qū)耗散。而低模態(tài)內(nèi)潮離開生成區(qū), 向遠(yuǎn)處傳播時與復(fù)雜地形之間的相互作用是低模態(tài)內(nèi)潮能量向耗散尺度傳遞的一個通道(Kelly, 2013; De Lavergne, 2019)。除此之外, 波-波間非線性相互作用也是低模態(tài)內(nèi)潮能量向高模態(tài)傳遞的重要機(jī)制(MacKinnon, 2013; Ansong, 2018; Onuki, 2018; De Lavergne, 2019)。內(nèi)波間的非線性能量傳遞通常用三波共振理論來研究, 當(dāng)三波間的波數(shù)滿足1±2=0, 頻率滿足1±2=0時, 三波間的共振最為顯著, 能量傳遞最為有效(MacKinnon, 2013)。

參量次諧頻不穩(wěn)定(parametric subharmonic instability, PSI)是非常重要的一種波-波間非線性三波共振相互作用, 是指頻率幾乎相同且垂向波數(shù)幾乎相反的兩個高模態(tài)子波(daughter waves)與另外一個頻率為前者兩倍的低模態(tài)母波(primary wave)之間的相互作用(Müller, 1986)。當(dāng)內(nèi)潮位于臨界緯度時, 子波頻率等于當(dāng)?shù)貞T性頻率, 低模態(tài)內(nèi)潮向高模態(tài)內(nèi)波能量的轉(zhuǎn)移最為有效, 為混合提供能量(MacKinnon, 2005)。臨界緯度是指內(nèi)潮頻率是慣性頻率2倍的緯度, M2(太陰主要半日分潮)和S2(太陽主要半日分潮)內(nèi)潮的臨界緯度分別為28.8oN和29.9oN。又由于內(nèi)潮總能量中約2/3是半日頻(2)內(nèi)潮(Munk, 1998; Egbert, 2000; Nycander, 2005), 所以研究半日內(nèi)潮PSI過程對研究海洋內(nèi)部混合是相當(dāng)重要的。

PSI過程也發(fā)生在臨界緯度向赤道以內(nèi)區(qū)域。模式結(jié)果表明半日內(nèi)潮發(fā)生顯著PSI過程的緯度范圍在25o～30oN, 半日內(nèi)潮的能量通過其水平速度梯度的非線性平流項(xiàng)快速地向半頻諧波(1, 即全日頻)轉(zhuǎn)移(MacKinnon, 2005)。Ansong等(2018)通過模式結(jié)果表明中尺度渦和風(fēng)生近慣性波(near-inertial wave, NIW)會對PSI過程產(chǎn)生影響, PSI在緯向上會出現(xiàn)更寬的分布特征。數(shù)值模式表明, PSI過程也可以生成不等于母波頻率一半的子波(Korobov, 2008), 因此在非臨界緯度上PSI過程生成的近慣性波是可能發(fā)生的。當(dāng)在非臨界緯度地區(qū)時慣性頻率不再等于1頻率, PSI的共振系統(tǒng)可以由頻率為、2-和2的三波組成。Xie等(2011)基于南海118.41oE, 20.58oN的潛標(biāo)資料研究半日內(nèi)潮PSI過程, 結(jié)果表明半日內(nèi)潮不僅生成1頻內(nèi)波, 也首次發(fā)現(xiàn)由PSI過程生成的NIW。

目前為止, 雖然對PSI過程生成的半頻諧波(2=1+1)已有較多研究(MacKinnon, 2013; De Lavergne, 2019), 但對非臨界緯度上PSI過程生成的近慣性波(2=+2-)研究還是較少, 對其引起的混合還未給出定量的認(rèn)識。本文基于國家重點(diǎn)研發(fā)項(xiàng)目的準(zhǔn)實(shí)時傳輸深海潛標(biāo)系統(tǒng), 主要研究南海西北部半日內(nèi)潮PSI過程生成的NIW并通過參數(shù)化方法給出混合的時間分布特征。

1 數(shù)據(jù)和方法

1.1 數(shù)據(jù)

2020年11月20日, 搭載向陽紅14科考船, 在南海西北部陸坡114.01oE, 18.45oN, 水深為約2 290 m位置布放準(zhǔn)實(shí)時潛標(biāo)(圖1)。2021年5月27日, 搭載海洋地質(zhì)4號科考船, 對潛標(biāo)成功回收。

圖1 潛標(biāo)布放位置及地形分布

注: 紅色三角表示潛標(biāo)位置

潛標(biāo)系統(tǒng)包括中科院聲學(xué)研究所研發(fā)的4臺75 kHz聲學(xué)多普勒流速儀(acoustic doppler current profilers, ADCP), 自然資源部國家海洋技術(shù)中心生產(chǎn)的22臺溫鹽深儀(conductivity temperature depth, CTD)和11臺感應(yīng)耦合溫度儀(temperature, T), 可以實(shí)現(xiàn)近乎全水深的溫度、鹽度、流速連續(xù)觀測。潛標(biāo)系統(tǒng)儀器的詳細(xì)配置信息見表1。

表1 儀器配置信息

本文關(guān)注的是上層500 m的半日內(nèi)潮PSI過程, 因此只采用一臺位于540 m處向上打的ADCP流速數(shù)據(jù)。ADCP原始數(shù)據(jù)垂向分辨率為16 m, 采樣間隔為1 h, 在計算垂向速度剪切時, 將原始數(shù)據(jù)線性插值成垂向分辨率為10 m的標(biāo)準(zhǔn)網(wǎng)格數(shù)據(jù)。為了排除風(fēng)生近慣性波對PSI生成近慣性波的干擾, 尤其是臺風(fēng)過程, 本文選擇2021年2月1日至2021年4月21日的觀測數(shù)據(jù), 對該時段進(jìn)行譜分析。由于在該時間內(nèi)仍然存在大風(fēng)過程對PSI過程生成近慣性波信號的污染, 所以再從該時間長度內(nèi)選擇兩個無風(fēng)干擾的時段開展半日內(nèi)潮PSI過程生成近慣性波分析, 一段為2021年2月5～25日(后文稱該時段為T1), 另一段為2021年3月27日至4月16日(后文稱該時段為T2)。

除此之外, 本文還用到ETOPO1的地形數(shù)據(jù), https://ngdc.noaa.gov/mgg/global/global.html, NCEP/DOE提供的6 h分辨率的風(fēng)應(yīng)力數(shù)據(jù), https://psl.noaa.gov/ data/gridded/data.ncep.reanalysis2.html。

1.2 方法

1.2.1 雙相干譜 雙相干譜是一種高階譜分析方法, 已被廣泛地應(yīng)用于區(qū)分非線性耦合波和獨(dú)立存在的波(Kim, 1979; Carter, 2006; Xie, 2011, 2013, 2016, 2021; MacKinnon, 2013)。該方法可以分析三波共振中生成相位相干的波, 假設(shè)X是流速時間序列數(shù)據(jù)(t)的傅里葉變換,

雙譜標(biāo)準(zhǔn)化之后可以消除振幅對雙譜值的影響, 得到雙相干譜,

標(biāo)準(zhǔn)化后, 0≤(,)≤1。理論上, 當(dāng)雙相干值不等于0時表示三個波之間有一定程度的相位相干, 但在實(shí)際中超出顯著水平的雙相干值是有必要的。根據(jù)蒙特卡洛模擬, Elgar等(1998)給出雙相干值的置信度, 80%= (3.2/dof)1/2, 90%= (4.6/dof)1/2, 95%= (6/dof)1/2,not表示自由度數(shù), 是獨(dú)立樣本的2倍。本文中, 將T1和T2時間序列均分成11個獨(dú)立的時間段, 每個時間段重疊50%, 數(shù)據(jù)長度大約為3 d, 自由度數(shù)為22, 所以, 80%、90%、95%的置信水平分別為0.38、0.46、0.52。

1.2.2 平板模型 平板模型可以計算混合層對當(dāng)?shù)仫L(fēng)場強(qiáng)迫的響應(yīng)(Pollard, 1970)。通過輸入風(fēng)應(yīng)力和混合層深度可以得到響應(yīng)風(fēng)應(yīng)力的混合層內(nèi)流速,

式中,=+i是混合層內(nèi),方向的流速,=x+iy表示,方向的風(fēng)應(yīng)力,為科氏頻率,=50 m,為時間?；旌蠈恿魉倏梢员硎緸镋kman流與近慣性流的和, 即=I+E。模型中為慣性運(yùn)動在傳播過程中的衰減系數(shù), 其隨頻率而變化,()=0[1-exp (-2/2c2)],0=0.15,c=0.5。因此不能再通過時間離散求解上述方程, Alford (2003)基于譜方法和輸入NCEP 6 h分辨率的再分析風(fēng)應(yīng)力數(shù)據(jù)求解平板模型, 模型結(jié)果得到改進(jìn), 且更適用于高緯度地區(qū)。對風(fēng)應(yīng)力進(jìn)行傅里葉變換, (3)式的解()≡()/()為

Ekman分量為

則慣性分量為I=–E, 混合層內(nèi)慣性流速的頻域解為I()=I()(), 再通過傅里葉逆變換得到時域解。最后得到風(fēng)向海洋混合層內(nèi)輸入的近慣性能量通量(wind-generated near-inertial energy flux, WGEF)為Re[Z*]。

1.2.3 Gregg-Henyey-Polzin (GHP)細(xì)尺度參數(shù)化方法 由于湍流微結(jié)構(gòu)觀測難度大、成本高, 多種估算海洋混合的方法應(yīng)運(yùn)而生。陳子飛等(2021)基于在呂宋海峽觀測到的23個微結(jié)構(gòu)湍流剖面儀和細(xì)尺度觀測數(shù)據(jù), 對GHP細(xì)尺度參數(shù)化、Mackinnon and Gregg (MG)參數(shù)化和Thorpe尺度方法進(jìn)行比較研究, 評估它們的適用性, 發(fā)現(xiàn)GHP參數(shù)化方法估算湍流混合最優(yōu)。GHP細(xì)尺度參數(shù)化方法也廣泛地應(yīng)用于估算大洋內(nèi)部混合(Henyey, 1986; Gregg, 1989; Polzin, 1995; Kunze, 2006; Waterhouse, 2014)。刻畫海洋混合的兩個關(guān)鍵參數(shù)是湍動能耗散率和擴(kuò)散率,可以由流速垂向剪切和浮力頻率參數(shù)化:

GM譜的剪切方差在相同波數(shù)段積分得到,

擴(kuò)散率則可以通過湍動能耗散率和浮力頻率表示,=G/2,G為通量系數(shù), 在大洋中G取0.2 (Osborn, 1980)。

2 結(jié)果

2.1 內(nèi)波速度譜

圖2是內(nèi)波的速度譜。圖2a為98～498 m深度平均的速度功率譜, 結(jié)果顯示在半日(2)和全日(1)頻出現(xiàn)顯著的能量峰值且1能量占優(yōu)。在大洋中, 半日內(nèi)潮能量相對全日內(nèi)潮能量占優(yōu)勢, 但在南海北部則以全日內(nèi)潮能量占優(yōu)勢(Duda, 2008; De Lavergne, 2019)。另外,3(頻率為一天3次的周期運(yùn)動)上也出現(xiàn)峰值。3頻峰值可能來源于1和2之間的非線性過程, 且這種非線性過程主要受水平流速的垂向、水平梯度控制(管守德, 2014)。由于PSI過程生成的次級諧波具有高模態(tài)、強(qiáng)垂向剪切的特征, 因此1和2之間發(fā)生非線性過程的垂向剪切很有可能是由半日內(nèi)潮PSI過程產(chǎn)生的高模態(tài)1內(nèi)波提供的。圖2b和圖2c分別是226 m和386 m深度上的速度功率譜, 結(jié)果顯示在(慣性頻)和2-(半日減慣性頻)出現(xiàn)顯著的峰值。但需要注意的是, 226 m深度上的慣性峰值出現(xiàn)些許的藍(lán)移, 與之相對應(yīng)的2-則出現(xiàn)些許的紅移。與深度平均的能譜不同, 圖2b和圖2c顯示慣性頻能量與全日頻能量相當(dāng),2-頻能量與半日頻能量相當(dāng), 表明這些深度上的慣性能量和2-能量與內(nèi)潮能量是同等重要的。接下來需要對這三個頻段內(nèi)的流速和能量進(jìn)行比較分析。

圖2 速度功率譜密度

注: a: 98～498 m深度平均的速度功率譜密度; b: 深度為226 m速度功率譜密度; c: 深度為386 m的速度功率譜密度; 近慣性、2-和2運(yùn)動的濾波頻率區(qū)間分別為[0.90 1.20]、[0.60 0.74]/12.42h、[0.9 1.15]/12.42h;、2、1、2-、3分別表示慣性、半日、全日、半日減慣性和三分之一日頻率

2.2 近慣性、D2-f和半日潮運(yùn)動

根據(jù)內(nèi)波譜(圖2), 近慣性、2-和2運(yùn)動的濾波區(qū)間分別為[0.90 1.20]、[0.60 0.74]/12.42 h、[0.9 1.15]/12.42 h, 對原始流速帶通濾波后得到T1時段內(nèi)的近慣性的流速和動能、2-的流速和動能以及半日內(nèi)潮的流速和動能(圖3)。圖3a顯示近慣性流速具有較小的垂向尺度(即高垂向模態(tài))和無規(guī)則的相位分布, 與上傳的風(fēng)生近慣性波相位特征存在顯著的區(qū)別, 表明T1段內(nèi)的近慣性運(yùn)動可能與風(fēng)生近慣性波無關(guān)。圖3c是2-流速, 其垂向尺度較小但相比于近慣性運(yùn)動具有較大的垂向尺度, 其流速幅值相比于近慣性運(yùn)動也較弱。圖3b和圖3d顯示近慣性動能增強(qiáng)的深度與2-動能增強(qiáng)的深度是相對應(yīng)的, 如2月5～12日約230 m、2月11日～14日約120 m、2月11～20日約350 m等。圖3e和圖3f是半日內(nèi)潮2的流速與動能,2運(yùn)動具有更大的垂向尺度(即低垂直模態(tài)), 表明其垂向剪切較2-和近慣性運(yùn)動較弱。另外, 近慣性和2-運(yùn)動增強(qiáng)的時間與強(qiáng)半日內(nèi)潮動能的時間是相對應(yīng)的, 這是因?yàn)榉蔷€性三波共振屬于強(qiáng)非線性相互作用, 母波的幅值越大, 能量轉(zhuǎn)移越快速(Xie, 2011; MacKinnon, 2013)。綜上可知, T1時段內(nèi)的半日內(nèi)潮運(yùn)動具有低模態(tài)的特征, 近慣性和2-運(yùn)動具有高模態(tài)的特征, 強(qiáng)半日潮運(yùn)動期間會生成顯著增強(qiáng)的近慣性和2-運(yùn)動, 且生成的近慣性和2-運(yùn)動在深度和時間上是相對應(yīng)的。

圖3 T1期間流速u與動能KE深度時間序列

注: a: 近慣性緯向流速; b: 近慣性動能; c:2-緯向流速; d: 動能; e: 半日潮緯向流速; f: 半日潮動能;2-與和2的顏色圖范圍是不一致的;表示流速, KE表示動能(kinetic energy)

圖4是T2時段內(nèi)的近慣性、2-和半日潮流速與動能。總體上, 三種頻帶的運(yùn)動與T1期間具有相似的特征。首先, 近慣性和2-具有高模態(tài)的特征(圖4a和圖4b), 相比于半日內(nèi)潮運(yùn)動的垂向尺度較小(圖4e); 其次, 強(qiáng)近慣性與2-動能出現(xiàn)在強(qiáng)半日內(nèi)潮期間(圖4b、圖4d和圖4f)。但也存在一些差異, 一是T2時段內(nèi)的半日內(nèi)潮相比于T1時段內(nèi)較弱(圖4e), 所以對應(yīng)著的近慣性、2-運(yùn)動也較弱; 二是顯著發(fā)生近慣性和2-運(yùn)動的深度要更靠近表層, 基本上位于約150 m以上。

通過能譜與兩個時間段內(nèi)的流速和動能結(jié)果初步表明潛標(biāo)觀測到的近慣性和2-運(yùn)動可能是來自于半日內(nèi)潮PSI過程。下一章節(jié)將討論兩個時段內(nèi)的近慣性能量與風(fēng)場的關(guān)系, 利用雙相干譜分析方法分析三波間的非線性相互作用并討論引起海洋混合的時間變化。

3 討論

3.1 近慣性運(yùn)動與風(fēng)場的關(guān)系

風(fēng)對表層海水的做功是上層海洋近慣性運(yùn)動最重要的能量來源(Alford, 2001, 2016)。平板模型可以有效地模擬混合層對風(fēng)場的響應(yīng)(Alford, 2012)。圖5a是NCEP/DOE提供的6 h分辨率在T1期間的風(fēng)應(yīng)力, 輸入平板模型后得到風(fēng)生混合層內(nèi)近慣性能量通量(WGEF, 圖5b)。為了給出潛標(biāo)觀測到的近慣性運(yùn)動與風(fēng)場的關(guān)系, 圖5b給出潛標(biāo)觀測到的98 m深度上的近慣性動能(near-inertial kinetic energy, NIKE)。如果觀測到的近慣性動能是來自于風(fēng)場向混合層內(nèi)輸入的能量, 那么近慣性動能和風(fēng)生近慣性能量間將會有較好的線性關(guān)系, 即當(dāng)WGEF增加時, NIKE也會增加; 反之亦然。圖5b顯示在T1期間近慣性動能與風(fēng)生近慣性能量的增長和減弱并不能很好地對應(yīng), 表明T1時段內(nèi)潛標(biāo)觀測到的近慣性動能并非是主要來自于風(fēng)生近慣性動能, 該結(jié)論與圖3a分析是相一致的。

圖4 T2期間的速度u和動能深度時間序列

注: a: 近慣性緯向流速; b: 近慣性動能; c:2-緯向流速; d: 動能; e: 半日潮緯向流速; f: 半日潮動能;和KE (kinetic energy)表示流速和動能

圖6是T2期間的風(fēng)生近慣性能量與潛標(biāo)觀測到的近慣性動能的比較, 與T1期間結(jié)論相同, 近慣性動能與風(fēng)生近慣性能量的增長和減弱并不能很好地對應(yīng), 所以T2時段內(nèi)觀測到的近慣性動能也并非是主要來自于風(fēng)生近慣性動能, 這與圖4a中不規(guī)則的近慣性流速相位是相一致的。另外, 為了量化WGEF與NIKE之間的關(guān)系, 兩者的相關(guān)系數(shù)在這里被給出來。T1時段內(nèi)的相關(guān)系數(shù)是=-0.28, T2時段內(nèi)的相關(guān)系數(shù)是=0.05。可見, 兩個時段內(nèi)的相關(guān)系數(shù)都較低, 進(jìn)一步說明觀測到的NIKE與風(fēng)場無關(guān)。

3.2 近慣性、D2-f和半日內(nèi)潮三波間的非線性相互作用

雙相干譜是分析三波間非線性相互作用常用的分析方法(Carter, 2006; Xie, 2011, 2013; Ansong, 2018), 當(dāng)雙相干值超出置信水平時, 三波間則為可信的非線性耦合。圖7a是T1期間的雙相干值, 結(jié)果顯示、2-和D2三波間的雙相干值在約130～250 m深度上超出80%的置信水平, 尤其是從約200 m深度附近, 超出95%置信水平, 雙相干值接近于1, 表明該深度范圍內(nèi)出現(xiàn)顯著的、2-和2三波共振, 能量從2向和2-傳遞。另外, 在約330 m、約390 m附近、2-和2三波間也存在超出90%置信水平的雙相干值。圖7a也給出了T1期間1、1和2三波間的雙相干值, 發(fā)生三波間顯著相干的深度與、2-和2三波間是一致的, 表明南海140.01oE, 18.45oN位置的半日內(nèi)潮PSI過程不僅有1的生成, 同時也會生成近慣性波。除此之外, 圖7a也給出、1-和1三波間的雙相干值。由于全日內(nèi)潮K1(太陰-太陽赤緯全日分潮)和O1(太陰赤緯全日分潮)發(fā)生PSI過程的臨界緯度分別在14.48oN和13.40oN, 而潛標(biāo)位于臨界緯度以外的約400 km處, 很難再發(fā)生全日內(nèi)潮的PSI過程。因此、1-和1三波間的雙相干值是顯著低于置信水平的, 幾乎接近于0, 該結(jié)果也驗(yàn)證了雙相干分析方法的正確性。

圖5 T1期間風(fēng)應(yīng)力、風(fēng)生混合層內(nèi)近慣性能量與近慣性動能

注: a: 風(fēng)應(yīng)力時間序列; b: 風(fēng)生混合層內(nèi)近慣性能量通量(, 單位: J/m3; 藍(lán)線)和近慣性動能(, 單位: mW/m2; 紅線)

圖6 T2期間風(fēng)應(yīng)力、風(fēng)生混合層內(nèi)近慣性能量與近慣性動能

注: a: 風(fēng)應(yīng)力時間序列; b: 風(fēng)生混合層內(nèi)近慣性能量通量(, 單位: J/m3; 藍(lán)線)和近慣性動能(, 單位: mW/m2; 紅線)

圖7b是T2期間的雙相干值?？傮w上該時段內(nèi)雙相干值的深度分布與T1期間的結(jié)果相類似。首先,、2-和D2三波與1、1和2三波間在約130 m和約400 m都出現(xiàn)了顯著的雙相干值, 表明這些深度附近出現(xiàn)顯著的三波共振, 半日內(nèi)潮能量向1、和2-頻轉(zhuǎn)移。其次,、2-和2與1、1和2的雙相干值在深度分布上是相一致的, 表明半日內(nèi)潮向1轉(zhuǎn)移能量的期間, 也同時出現(xiàn)能量向和2-轉(zhuǎn)移。但注意到T2時段內(nèi)發(fā)生超出80%置信水平的三波共振大約只有20～30 m的厚度(125～145 m; 400～430 m), 而T1時段內(nèi)發(fā)生超出80%置信水平的三波共振可以超出100 m的厚度(140～250 m)。這可能是由于T2期間的半日內(nèi)潮幅值弱于T1期間半日內(nèi)潮的幅值, 從而發(fā)生顯著的PSI過程就更加困難(MacKinnon, 2013; Ansong, 2018)。

圖7 雙相干值

注: a: T1期間雙相干值; b: T2期間雙相干值; 虛線表示80%、90%和95%的置信水平

波數(shù)頻率譜可以刻畫不同頻率不同尺度的能量分布和傳播特性(Wang, 2021), 當(dāng)垂直波數(shù)大于0時表示能量下傳, 反之表示能量上傳。所以黑線以上部分表示下傳能量在波數(shù)頻率上的分布, 黑線以下部分表示上傳能量在波數(shù)頻率上的分布。波數(shù)頻率譜顯示內(nèi)波譜段上能量顯著的頻率分別出現(xiàn)在、1和2(圖8)。一般而言, 在能量傳播方向上,1、2上傳與下傳能量占比相當(dāng),能量在上層海洋則以風(fēng)生下傳為主。然而結(jié)果顯示的上傳能量相對下傳能量是相當(dāng)?shù)? 表明一定存在非風(fēng)生過程生成的頻能量。另外, 顯著的能量也出現(xiàn)在2-頻率上, 即使該部分能量相對、1和2較弱, 但由于其具有較大的垂直波數(shù)(或者是較小的垂直尺度約0.007 cpm), 所以該頻率的能量對促發(fā)能量破碎與混合過程是重要的。通過波數(shù)頻率譜表明觀測時段上內(nèi)波譜除具有普遍存在的、1和2運(yùn)動外, 同樣出現(xiàn)小尺度的2-運(yùn)動和能量上傳特征的運(yùn)動, 因此, 這些特征進(jìn)一步證實(shí)存在2通過PSI過程生成和2-運(yùn)動。

圖8 波數(shù)頻率譜

注: 顏色表示取10為底對數(shù)之后的波數(shù)頻率譜, 單位m3/s3;、2、1、2-、3分別表示慣性、半日、全日、半日減慣性和三分之一日頻率

模式研究表明, 半日內(nèi)潮PSI過程顯著發(fā)生的區(qū)域主要位于25o～30oN (MacKinnon, 2005; Ansong, 2018)。但Xie等(2011, 2021)在20.58oN陸坡區(qū)發(fā)現(xiàn)由于低模態(tài)半日內(nèi)潮在表層反射后與入射的半日內(nèi)潮疊加會增強(qiáng)不穩(wěn)定的發(fā)生, 從而增強(qiáng)PSI過程。圖9給出2021年2月13～18日半日內(nèi)潮順時針和逆時針旋轉(zhuǎn)分量, 結(jié)果顯示半日內(nèi)潮具有明顯的下傳和上傳特征, 而此時和2-動能都具有增強(qiáng)的特征(圖3b和圖3d)。因此顯著的PSI過程可能是由于陸坡區(qū)的半日內(nèi)潮在海表反射后與入射的半日內(nèi)潮疊加, 促進(jìn)半日內(nèi)潮的不穩(wěn)定性, 從而增強(qiáng)PSI的發(fā)生。

3.3 跨等密度面混合

以往研究很少有定量地計算半日內(nèi)潮PSI過程下混合的時間變化。本文的潛標(biāo)觀測不僅有流速剖面還有溫鹽剖面數(shù)據(jù), 因此GHP細(xì)尺度參數(shù)化方法可以應(yīng)用于海洋混合的估算。需要注意的是, 由于GHP方法是基于波數(shù)譜積分估算混合, 以往研究通常取320 m長的剖面計算波數(shù)譜(Kunze, 2006), 本文中選擇的剪切和層結(jié)剖面范圍為106～426 m。另外, 本文只比較T1期間與T1之后一個月的混合, 一方面是因?yàn)門1時段內(nèi)發(fā)生PSI過程的深度較厚, 可以超過100 m的厚度, 而T2期間發(fā)生PSI過程厚度較薄, 只有不到30 m, 這時再用GHP細(xì)尺度參數(shù)化方法會很大程度低估T2期間PSI過程引起的混合; 另一反面是T1時段內(nèi)發(fā)生PSI過程的深度更深, 位于150 m以深, 而T2期間發(fā)生的PSI過程較淺, 主要在150 m以淺, 所以GHP參數(shù)化方法同樣也會低估T2期間PSI過程引起的混合。

圖10a和圖10b分別是流速垂向剪切方與浮力頻率方, 結(jié)果顯示T1期間剪切增強(qiáng), 尤其是在2月13日的約200～500 m深度上, 剪切增強(qiáng)顯著。圖10c和圖10d是湍動能耗散率和擴(kuò)散率, 其平均值分別是mean=3.6′10-10W/kg,mean=1.8′10-6m2/s。湍動能耗散率和擴(kuò)散率的最大值出現(xiàn)在T1期間的2月13日, 分別是max=1.3′10-9W/kg,max=6.3′10-6m2/s, 是平均值的3.6倍和3.5倍。2月11～18日湍動能耗散率和擴(kuò)散率要高出平均值, 該期間內(nèi)的平均湍動能耗散率和擴(kuò)散率分別是7.5′10-10W/kg和3.2′10-6m2/s, 是平均結(jié)果的2.1和1.8倍。綜上可得, 由于T1期間發(fā)生顯著的PSI過程, 湍動能耗散率和擴(kuò)散率在該時期內(nèi)出現(xiàn)增強(qiáng), 但增強(qiáng)的大小是中等的并沒有特別的劇烈。

圖9 半日內(nèi)潮速度順時針和逆時針旋轉(zhuǎn)分量

注: a: 半日潮順時針旋轉(zhuǎn)速度分量; b: 半日潮逆時針旋轉(zhuǎn)速度分量

圖10 GHP細(xì)尺度參數(shù)化混合估算

注: a: 流速垂向剪切方; b: 浮力頻率方; c: 湍動能耗散率; d: 擴(kuò)密度擴(kuò)散率; c和d中的水平虛線是該時間段內(nèi)的平均值;2和2分別表示剪切方和層結(jié)

4 總結(jié)

參量次諧頻不穩(wěn)定是低模態(tài)內(nèi)潮向高模態(tài)內(nèi)波傳遞能量的一種重要機(jī)制, 可以將能量正向串級至小尺度, 從而促進(jìn)內(nèi)波的破碎, 為海洋混合提供能量。因此研究內(nèi)潮的參量次諧頻不穩(wěn)定過程對于認(rèn)識混合的空間分布具有重要的意義。本文基于國家重點(diǎn)研發(fā)項(xiàng)目的準(zhǔn)實(shí)時傳輸深海潛標(biāo)資料, 主要研究南海西北部陸坡區(qū)非臨界緯度上半日內(nèi)潮PSI過程生成的NIW并通過GHP參數(shù)化方法給出混合的時間分布特征。主要得到以下結(jié)論:

(1) 通過平板模型和雙相干譜分析表明, 潛標(biāo)觀測到的上層海洋非風(fēng)生近慣性能量主要是來自于半日內(nèi)潮的PSI過程。

(2) 內(nèi)波速度譜結(jié)果顯示在發(fā)生顯著PSI過程的深度上, 生成的近慣性能量與全日頻能量相當(dāng),2-能量與半日頻能量相當(dāng), 表明PSI生成的慣性能量和2-能量與內(nèi)潮能量是同等重要的。

(3)雖然模式表明半日內(nèi)潮PSI顯著區(qū)域是位于25-30oN (MacKinnon, 2005; Ansong, 2018), 但在南海西北部陸坡區(qū)18.45oN同樣觀測到半日內(nèi)潮的PSI過程。該位置, PSI過程不僅有1運(yùn)動的生成, 同時也會有和2-運(yùn)動的生成。這可能是由于南海西北陸坡區(qū)的半日內(nèi)潮在海表反射后與入射的半日內(nèi)潮疊加, 促進(jìn)半日內(nèi)潮的不穩(wěn)定性, 從而增強(qiáng)PSI的發(fā)生(Xie, 2011, 2016, 2021)。

(4) 強(qiáng)半日內(nèi)潮運(yùn)動期間會有更顯著的PSI過程, 半日內(nèi)潮運(yùn)動具有低模態(tài)的特征, 而半日內(nèi)潮PSI過程生成的近慣性和2-運(yùn)動具有較高模態(tài)。

(5) 通過GHP方法計算半日內(nèi)潮PSI過程下混合的時間變化, 表明PSI過程下的湍動能耗散率和擴(kuò)散率在該時期內(nèi)出現(xiàn)增強(qiáng)。雖然混合的增強(qiáng)是中等的, 但混合中等強(qiáng)度的改變也可能會對海洋模式的結(jié)果產(chǎn)生重要的影響(Melet, 2013)。

項(xiàng)目數(shù)據(jù)來源于國家重點(diǎn)研發(fā)計劃項(xiàng)目的實(shí)時傳輸潛標(biāo)任務(wù), 該任務(wù)于2020年5月搭載自然資源部東海分局的“向陽紅19”號科考船進(jìn)行了10 d的中期海試驗(yàn)證工作, 特此感謝航次首席李巖剛主任以及全體向陽紅19號船隊(duì)員的全體支持, 該航次驗(yàn)證了整個任務(wù)的可靠性和可實(shí)施性。在以上工作的基礎(chǔ)上, 于2020年11月搭載向陽紅14科考船進(jìn)行最終海試, 并于2021年5月搭載海洋地質(zhì)4號成功回收, 感謝全部體科考隊(duì)員為潛標(biāo)的順利布放與成功回收所付出的工作。

陳子飛, 于非, 王建豐, 等, 2021. 呂宋海峽不同湍流估算方法的應(yīng)用對比研究[J]. 海洋與湖沼, 52(1): 27-38.

管守德, 2014. 南海北部近慣性振蕩研究[D]. 青島: 中國海洋大學(xué)博士學(xué)位論文.

ALFORD M H, 2003. Improved global maps and 54-year history of wind-work on ocean inertial motions [J]. Geophysical Research Letters, 30(8): 1426-1430.

ALFORD M H, CRONIN M F, KLYMAK J M, 2012. Annual cycle and depth penetration of wind-generated near-inertial internal waves at ocean station papa in the Northeast Pacific [J]. Journal of Physical Oceanography, 42(6): 889-909.

ALFORD M H, GREGG M C, 2001. Near-inertial mixing: modulation of shear, strain and microstructure at low latitude [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 106(C8): 16947-16968.

ALFORD M H, MACKINNON J A, SIMMONS H L,, 2016. Near-inertial internal gravity waves in the Ocean [J]. Annual Review of Marine Science, 8: 95-123.

ANSONG J K, ARBIC B K, SIMMONS H L,, 2018. Geographical distribution of diurnal and semidiurnal parametric subharmonic instability in a global ocean circulation model [J]. Journal of Physical Oceanography, 48(6): 1409-1431.

CARTER G S, GREGG M C, 2006. Persistent near-diurnal internal waves observed above a site of2Barotropic-to-Baroclinic conversion [J]. Journal of Physical Oceanography, 36(6): 1136-1147.

DE Lavergne C, FALAHAT S, MADEC G,, 2019. Toward global maps of internal tide energy sinks [J]. Ocean Modelling, 137: 52-75.

DUDA T F, RAINVILLE L, 2008. Diurnal and semidiurnal internal tide energy flux at a continental slope in the South China Sea [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 113(C3): C03025.

EGBERT G D, RAY R D, 2000. Significant dissipation of tidal energy in the deep ocean inferred from satellite altimeter data [J]. Nature, 405(6788): 775-778.

ELGAR S, GUZA R T, 1988. Statistics of bicoherence [J]. IEEE Transactions on Acoustics Speech and Signal Processing, 36(10): 1667-1668.

GARRETT C, MUNK W, 1972. Space-time scales of internal waves [J]. Geophysical Fluid Dynamics, 3(3): 225-264.

GREGG M C, 1989. Scaling turbulent dissipation in the thermocline [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 94(C7): 9686-9698.

HENYEY F S, WRIGHT J, FLATTé S M, 1986. Energy and action flow through the internal wave field: an eikonal approach [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 91(C7): 8487-8495.

KELLY S M, JONES N L, NASH J D,, 2013. The geography of semidiurnal mode-1 internal- tide energy loss [J]. Geophysical Research Letters, 40(17): 4689-4693.

KIM Y C, POWERS E J, 1979. Digital bispectral analysis and its applications to nonlinear wave interactions [J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 7(2): 120-131.

KOROBOV A S, LAMB K G, 2008. Interharmonics in internal gravity waves generated by tide-topography interaction [J]. Journal of Fluid Mechanics, 611: 61-95.

KUNZE E, FIRING E, HUMMON J M,, 2006. Global abyssal mixing inferred from lowered ADCP shear and CTD strain profiles [J]. Journal of Physical Oceanography, 36(8): 1553-1576.

MACKINNON J A, ALFORD M H, SUN O,, 2013. Parametric subharmonic instability of the internal tide at 29oN [J]. Journal of Physical Oceanography, 43(1): 17-28.

MACKINNON J A, WINTERS K B. Subtropical catastrophe: Significant loss of low-mode tidal energy at 28.9oN [J]. Geophysical Research Letters, 2005, 32(15): L15605.

MELET A, HALLBERG R, LEGG S,, 2013. Sensitivity of the ocean state to the vertical distribution of internal-tide-driven mixing [J]. Journal of Physical Oceanography, 43(3): 602-615.

MUNK W, WUNSCH C, 1998. Abyssal recipes II: Energetics of tidal and wind mixing [J]. Deep Sea Research Part I: Oceanographic Research Papers, 45(12): 1977-2010.

MüLler P, HOLLOWAY G, HENYEY F,, 1986. Nonlinear-Interaction among internal gravity-waves [J]. Reviews of Geophysics, 24(3): 493-536.

NYCANDER J, 2005. Generation of internal waves in the deep ocean by tides [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 110(C10): C10028.

ONUKI Y, HIBIYA T, 2018. Decay rates of internal tides estimated by an improved wave–wave interaction analysis [J]. Journal of Physical Oceanography, 48(11): 2689-2701.

OSBORN T R, 1980. Estimates of the local rate of vertical diffusion from dissipation measurements [J]. Journal of Physical Oceanography, 10(1): 83-89.

POLLARD R T, MILLARD JR R C, 1970. Comparison between observed and simulated wind-generated inertial oscillations [J]. Deep Sea Research and Oceanographic Abstracts, 17(4): 813-821.

POLZIN K L, TOOLE J M, SCHMITT R W, 1995. Finescale parameterizations of turbulent dissipation [J]. Journal of Physical Oceanography, 25(3): 306-328.

SHEEN K L, BREARLEY J A, GARABATO A C N,, 2013. Rates and mechanisms of turbulent dissipation and mixing in the Southern Ocean: Results from the Diapycnal and Isopycnal Mixing Experiment in the Southern Ocean (DIMES) [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 118(6): 2774-2792.

SHEEN K L, BREARLEY J A, GARABATO A C N,, 2015. Modification of turbulent dissipation rates by a deep Southern Ocean eddy [J]. Geophysical Research Letters, 42(9): 3450-3457.

VIC C, GARABATO A C N, GREEN J A M,, 2019. Deep-ocean mixing driven by small-scale internal tides [J]. Nature Communications, 10: 2099.

WANG S Y, CAO A Z, CHEN X,, 2021. On the resonant triad interaction over mid-ocean ridges [J]. Ocean Modelling, 158: 101734.

WATERHOUSE A F, MACKINNON J A, NASH J D,, 2014. Global patterns of diapycnal mixing from measurements of the turbulent dissipation rate [J]. Journal of Physical Oceanography, 44(7): 1854-1872.

WHALEN C B, DE LAVERGNE C, GARABATO A C N,, 2020. Internal Wave-driven mixing: governing processes and consequences for climate [J]. Nature Reviews Earth & Environment, 1(11): 606-621.

XIE X H, CHEN D K, 2021. Near-surface reflection and nonlinear effects of low-mode internal tides on a continental slope [J]. Journal of Physical Oceanography, 51(4): 1037-1051.

XIE X H, LIU Q, SHANG X D,, 2016. Poleward propagation of parametric subharmonic instability-induced inertial waves [J]. Journal of Geophysical Research: Oceans, 121(3): 1881-1895.

XIE X H, SHANG X D, VAN Haren H,, 2011. Observations of parametric subharmonic instability-induced near-inertial waves equatorward of the critical diurnal latitude [J]. Geophysical Research Letters, 38(5): L05603.

XIE X H, SHANG X D, VAN Haren H,, 2013. Observations of enhanced nonlinear instability in the surface reflection of internal tides [J]. Geophysical Research Letters, 40(8): 1580-1586.

SEMIDIURAL TIDE PARAMETETRIC SUBHARMONIC INSTABILITY INDUCED NEAR-INERTIAL WAVES IN NORTHWESTERN SOUTH CHINA SEA

CHEN Zi-Fei1, 2, 3, REN Qiang1, 3, 4, HU He-Gang1, 2, 3, CHEN Yong-Hua1, 3, WANG Bei1, 2, 3, YU Fei1, 2, 3, 4, 5, NAN Feng1, 3, 4, 5, WANG Jian-Feng1, 3,4, 5, TANG Ying1, 3

(1. Institute of Oceanology, Chinese Academy of Sciences, Qingdao 266071, China; 2. University of Chinese Academy of Sciences, Beijing 100049, China; 3. CAS Key Laboratory of Ocean Circulation and Waves, Chinese Academy of Sciences, Qingdao 266071, China; 4. Center for Ocean Mega-Science, Chinese Academy of Sciences, Qingdao 266071, China; 5. Marine Dynamic Process and Climate Function Laboratory, Pilot National Laboratory for Marine Science and Technology (Qingdao), Qingdao 266237, China)

In order to study the near-inertial wave (NIW) generated by the parametric subharmonic instability (PSI) process at non-critical latitudes, this paper examines the internal wave velocity spectrum, near inertial velocity and kinetic energy,2-(semidiurnal frequency minus inertial frequency) velocity and kinetic energy, semidiurnal tidal velocity and kinetic energy, and the time variation of turbulent mixing based on the data of quasi-real-time transmission subsurface mooring system. The slab model and bicoherence spectrum analysis show that the non-wind-generated near inertial waves appearing in the upper ocean are generated by the PSI of semidiurnal internal tides. The PSI not only generates diurnal internal waves, but also produces inertial frequency and2-motions in the non-critical latitudes of the Northwestern Slope of the South China Sea. At some depth where the PSI process is discernible, the near-inertial energy generated by the PSI is equivalent to the diurnal tidal energy, and the2-energy is equivalent to the semidiurnal tidal energy. In addition, significant PSI processes usually occur during strong semidiurnal movements. The results of the fine-scale parameterization method shows that the mixing is obviously enhanced during the PSI process, but the increase is moderate.

Northwestern South China Sea; semidiurnal tides; near-inertial waves; parametric subharmonic instability (PSI); turbulent mixing

P731.24

10.11693/hyhz20210800174

*國家重點(diǎn)研發(fā)計劃項(xiàng)目, 2017YFC1403401號; 自然科學(xué)基金委員會-山東省聯(lián)合基金海洋科學(xué)研究中心項(xiàng)目, U1406401號。陳子飛, 博士研究生, E-mail: chenzifei@qdio.ac.cn

于 非, 博士生導(dǎo)師, 研究員, E-mail: yuf@qdio.ac.cn

2021-08-02,

2021-09-11