气象学报  2020, Vol. 78 Issue (5): 816-825   PDF    
http://dx.doi.org/10.11676/qxxb2020.047
中国气象学会主办。
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文章信息

张亚妮, 张恒德, 刘屹岷. 2020.
ZHANG Yani, ZHANG Hengde, LIU Yimin. 2020.
线性准地转模型中基本流和辐射冷却对感热加热强迫的副热带高压形态的影响
The effect of basic flow and radiative cooling on the shape of subtropical high forced by sensible heating in a linear quasigeostrophic model
气象学报, 78(5): 816-825.
Acta Meteorologica Sinica, 78(5): 816-825.
http://dx.doi.org/10.11676/qxxb2020.047

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2019-05-06 收稿
2020-04-04 改回
线性准地转模型中基本流和辐射冷却对感热加热强迫的副热带高压形态的影响
张亚妮1 , 张恒德1 , 刘屹岷2     
1. 中国气象局国家气象中心,北京,100081;
2. 中国科学院大气物理研究所大气科学和地球流体力学国家重点实验室,北京,100029
摘要: 通过求取定常线性准地转位涡模式的数值解,研究了感热型垂直非均匀分布的冷、热源强迫所激发的副热带环流的结构特征,讨论了副热带背景风场和洋面辐射冷却对洋面副热带高压“三角形偏心”结构形成的重要作用。结果表明,基本流对感热加热强迫的副热带环流有重要影响,当基本流为常数时,感热加热强迫的气旋和反气旋主要集中在对流层中下层,且地面系统远强于中高层。当基本流为非常数时,其经向切变能改变气旋和反气旋中心的经向位置,使它移至0风速所在纬度附近;其垂直变化加强了中高层气旋和反气旋,中心位于对流层上层,与南亚高压的位置基本一致。研究结果还表明,在大洋东部洋面辐射冷却与副热带地区背景风场的共同作用下,形成了洋面副热带高压特有的“三角形偏心”结构。副热带高纬度的西风使感热强迫的洋面副热带高压东移,低纬度的东风使其西移,形成东北—西南走向的“平行四边形”结构,且中心位于大洋西部。大洋东部强洋面辐射冷却激发的洋面反气旋加强了大洋东部的副热带高压,使其中心东移至大洋东部,从而表现出东北—西南走向的“三角形偏心”结构。
关键词: 线性准地转位涡模型    感热加热    辐射冷却    副热带高压    基本流    
The effect of basic flow and radiative cooling on the shape of subtropical high forced by sensible heating in a linear quasigeostrophic model
ZHANG Yani1 , ZHANG Hengde1 , LIU Yimin2     
1. National Meteorological Center,China Meteorological Administration,Beijing 100081,China;
2. State Key Laboratory of Numerical Modeling for Atmospheric Sciences and Geophysical Fluid Dynamics,Institute of Atmospheric Physics,Chinese Academy of Sciences,Beijing 100029,China
Abstract: The configuration of the subtropical circulation forced by sensible heating is studied using a linear quasigeostrophic model. The impacts of subtropical background zonal flow and radiative cooling on the formation of triangular off-centered configuration of the surface anticyclone are discussed. Results show that when the basic flow is constant, cyclones and anticyclones forced by sensible heating are mainly situated in the middle and lower troposphere and the amplitude at surface is much stronger than that in the middle and upper layers. When the basic flow is not constant, the meridional shear of basic flow can change the meridional locations of the forced cyclone and anticyclone centers lying approximately where the zero zonal wind is located. The vertical shear of basic flow strengthens the upper layer anticyclone, makes it stronger than the surface anticyclone, and the anticyclone center is located in the upper troposphere, which is similar to the South Asia High. In addition, it is found that the surface anticyclone forms when long-wave radiative cooling in the eastern Pacific Ocean and the basic flow of the subtropical area are both considered. Subtropical westerlies in higher latitudes make the surface anticyclone move eastward, and subtropical easterlies in lower latitudes lead to its westward moving. As a result, the parallelogram surface anticyclone is forced extending from northeast to southwest and its center is situated in the western Pacific Ocean. Furthermore, radiative cooling intensifies the surface anticyclone in the eastern Pacific Ocean and causes its center to move eastward. As a result, the triangular and off-centered configuration of the surface anticyclone appears.
Key words: Linear quasi-geostrophic model    Sensible heating    Radiative cooling    Subtropical high    Basic flow    
1 引 言

夏季副热带环流主要是以低层大陆东部的气旋性环流和洋面东部的反气旋性环流以及高层的大陆反气旋和洋中槽为显著特征。副热带处于东、西风的转换带,既不同于西风带动力学,也区别于东风带动力学,平流过程和绝热过程在热量平衡中都很重要,这使得副热带大气动力学过程变得十分复杂。Hoskins(1991)研究表明副热带地区的外强迫有其特殊性,夏季副热带上空环流主要是热力驱动,全球辐射冷却和感热加热中心均位于副热带。Wu等(2003)指出副热带地区非绝热加热为四叶型,大洋东部为辐射冷却,大陆西部和东部分别是地表感热加热和深对流潜热加热,该加热型对副热带高压(副高)的形成和变异有重要影响和作用(刘屹岷等,1999a1999bLiu,et al,20012004a2004bMiyasaka,et al,2005吴国雄等,2008)。吴国雄等(1999)通过尺度分析指出非绝热加热的垂直非均匀分布比水平非均匀分布对副热带高压的影响更大。感热加热与潜热加热的垂直分布存在显著差异,对副热带环流的作用和影响明显不同(刘屹岷等,1999a1999b)。早期的研究受限于模式垂直分辨率较低低估了强陆面感热加热的作用(Webster,1972Egger,1978)。随着气候系统模式的发展,大气环流模式数值试验结果表明夏半年陆面感热加热是1000 hPa洋面副热带高压形成的关键因素(刘屹岷等,1999a),且在考虑长波辐射作用后,发现洋面副热带高压中心向大洋东部偏移(Liu,et al,2004a2004b),但对洋面副热带高压东北—西南向倾斜的“三角形”结构的形成原因尚不清楚。Chen(2001)Chen等(2001)利用高分辨率的线性模式研究潜热加热对副高形成的影响,认为夏季副热带洋面上的高压是大气对其上游季风深对流潜热加热的遥响应,将夏季洋面上副高的形成主要归因于其西侧季风潜热加热,这与刘屹岷等(1999a1999b)及Liu等(2001)的结果明显不同。张亚妮等(2009b)利用开放耗散系统的自调整线性位涡理论模型的研究指出,Chen等(2001)的研究缺陷在于应用了不适当的下边界条件以及缺乏静力稳定度的自调整机制和基本流对热源的反馈机制,并给出与大气环流模式结果(刘屹岷等,1999a)不同的原因。这些研究最终证实感热加热是洋面副高形成的关键强迫源。

Chen(2001)Chen等(2001)还发现基本流的经向切变是洋面副热带高压呈东北—西南向倾斜的主要原因。张亚妮等(2009a)的研究得到了相似的结果,强调基本流对潜热加热强迫的定常波结构有重要影响,指出基本流的平流作用具有非对称性,即西风时平流作用远强于东风。进一步的研究(张亚妮等,2016)表明,对感热加热强迫的定常波,基本流的作用仍然重要,但不同的是此时平流作用具有对称性。该对称性不仅表现在东、西风基本流对定常波强度的影响上,即地面气旋强度随东、西风风速的增大均减弱,而且还表现在基本流的平流作用基本相同,即对于相同大小的东、西风基本流,地面气旋向下风方向移动的距离基本相同。那么,对于洋面副热带高压东北—西南向倾斜的“三角形偏心”形态,除了长波辐射冷却外强迫影响(Liu,et al,2004a2004b),副热带地区复杂的背景风场是否有显著作用呢?文中将考虑理想的感热加热场及基本流经向切变和垂直切变,研究在线性准地转模型中能否模拟出洋面副热带高压的显著特征,探讨形成“三角形偏心”形态的主要原因。

2 洋面副高“三角形偏心”结构的观测事实

观测表明,夏季洋面副热带高压(太平洋和大西洋副热带高压)具有“三角形偏心”结构,即为东北—西南走向的“三角形”,中心偏向洋面东部。图1是NCEP/NCAR再分析资料1981—2010年平均的7月位势高度纬向偏差,可以看到在北半球副热带地区对流层低层(图1a)洋面副热带高压控制着大洋的大部分地区,呈现出东北—西南走向的“三角形”结构,且中心位于大洋的东部,另外,大陆地区被地面气旋控制。对流层高层则相反,在垂直方向上表现出上、下反位相的斜压结构。

图 1  1981—2010年平均的7月气候态位势高度纬向偏差 (a. 1000 hPa,b. 沿35°N;等值线间隔为20,单位:gpm) Fig. 1  Observed climatological mean zonal deviation of geopotential height for July at (a) 1000 hPa and (b) 35°N based on 30 years (1981—2010) of NCEP/NCAR reanalysis data (the contour interval is 20,unit: gpm)
3 模式及数值求解 3.1 模式

文中所用模式为准地转系统中 $\beta $ 平面近似的线性定常位涡模式,与Chen(2001)所用的模式一致,其控制方程(Holton,2004)如下

$ \frac{{\partial \psi '}}{{\partial x}}{\overline q_y} + \overline U \frac{{\partial q'}}{{\partial x}} + {\delta _1}{\nabla ^2}\psi ' + {\delta _2}\rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left({\varepsilon {\rho _{\rm s}}\frac{{\partial \psi '}}{{\partial {\textit z}}}} \right) = \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left({\varepsilon {\rho _{\rm s}}Q'} \right) $ (1)
$ {\text{边界条\\件取}} \left\{ \begin{array}{*{20}{l}} &\!\!\!\!\!\!\!\!\!\!\!\!\!\! \left(\overline U\dfrac{\partial }{{\partial x}} + {\delta _2}\right)\dfrac{{\partial \psi '}}{{\partial {\textit z}}} - \dfrac{{\partial \overline U}}{{\partial {\textit z}}}\dfrac{{\partial \psi '}}{{\partial x}} = Q'{\rm{ }}&\!\!\!{\textit z} = 0 \\ & \!\!\!\!\!\!\!\!\!\!\!\dfrac{{\partial \psi '}}{{\partial {\textit z}}} = 0 {\rm{ }}&\!\!\!{\textit z} = \infty \\ &\!\!\!\!\!\!\!\! \dfrac{{\partial \psi '}}{{\partial x}} = 0{\rm{ }}&\!\!\!y = \pm (W/2) \\ \end{array} \right. $

式中, $q'$ $\psi '$ 分别是准地转位涡和准地转流函数的纬向扰动量,且有

$q' = {\nabla ^2}\psi ' + \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left({\varepsilon {\rho _{\rm s}}\frac{{\partial \psi '}}{{\partial {\textit z}}}} \right)$
${\overline q_y} = \beta - \frac{{{\partial ^2}\overline U}}{{\partial {y^2}}} - \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left({\varepsilon {\rho _{\rm s}}\frac{{\partial \overline U}}{{\partial {\textit z}}}} \right)$

式中, $\overline U$ 为基本流, ${\delta _1}$ ${\delta _2}$ 分别是瑞利摩擦系数和牛顿冷却系数,时间尺度取为5和15 d。 $\varepsilon = \dfrac{{f_0^2}}{{N_{\rm{s}}^2}}$ $Q' = \dfrac{R}{{{c_p}H{f_0}}}J'$ ${H^{ - 1}} = - \dfrac{1}{{{\rho _{\rm s}}}}\dfrac{{\partial {\rho _{\rm s}}}}{{\partial {\textit z}}}$ $N_{\rm s}^2$ ${\rho _{\rm{s}}}$ 是参考态的静力稳度参数和空气密度, $J'$ 为加热率(单位:J/(kg·s)), $H$ 为标高,取8000 m。 $R$ 为气体常数, ${c_p}$ 表示定压比热。 $W$ $\beta $ 平面的宽度(EQ—70°N),中心位于35°N, $ - (W/2)$ $ + (W/2)$ 分别是 $\beta $ 平面的南、北边界。模式的边界条件为:下边界满足垂直速度为0,上边界温度扰动为0,经向侧边界取经向速度为0,纬向上取周期边界。

3.2 数值解求解

$\left[ \begin{array}{l} {\psi '} \\ {Q'} \\ \end{array} \right]{\rm{ }} = {\rm{ Re}}\left\{ {\left[ \begin{array}{l} \hat \psi (y,{\textit z}) \\ \hat Q(y,{\textit z}) \\ \end{array} \right]{\rm{ }}{{\rm{e}}^{{{\rm i}{lx}}}}} \right\}$ $l$ 为纬向波数,代入式(1),则式(1)可简化为

$ \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left(\varepsilon {\rho _{\rm s}}\frac{{\partial \hat \psi }}{{\partial {\textit z}}}\right) + \Theta \frac{{{\partial ^2}\hat \psi }}{{\partial {y^2}}} + \Lambda \hat \psi = \zeta $ (2)
$\left\{ \begin{array}{*{20}{l}} \dfrac{{\partial \hat \psi }}{{\partial {\textit z}}} - {\mu _1}\hat \psi = \eta &{ {\textit z}} = 0 \\ \dfrac{{\partial \hat \psi }}{{\partial {\textit z}}} = 0 & {\textit z} = \infty \\ \hat \psi = 0 & y = \pm (W/2) \\ \end{array} \right.$

式中,   $\Theta (y,{\textit z}) = \vartheta (y,{\textit z})[{\rm i}k\overline U(y,{\textit z}) + {\delta _1}]$

$ \;\Lambda (y,{\textit z}) = \vartheta [{\rm i}k{\overline q_y} - ({\rm i}k\overline U + {\delta _1}){k^2}]\quad\;\;\; $
$\begin{split} &\zeta (y,{\textit z}) = \vartheta \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}(\varepsilon {\rho _{\rm s}}\hat Q)\\ &{\mu _1}(y) = \vartheta \left({\rm i}k\frac{{\partial \overline U}}{{\partial {\textit z}}}\right),\;\;\; \eta (y) = \vartheta \hat Q\\ &\vartheta = {[{\rm i}k\overline U(y,{\textit z}) + {\delta _2}]^{ - 1}} \end{split}\qquad$

运用中央差格式,将式(2)离散化,得到如下的线性方程组

$ {a_k}\hat \psi _{k - 1}^j + b_k^j\hat \psi _k^j + {c_k}\hat \psi _{k + 1}^j + d_k^j\hat \psi _k^{j - 1} + e_k^j\hat \psi _k^{j + 1} = f_k^j $ (3)
$\left\{ \begin{array}{l} \hat \psi _1^j = \upsilon _1^j(4\hat \psi _2^j - \hat \psi _3^j) - {g^j} \\ \hat \psi _N^j = \dfrac{\,1\,}{\,3\,}(4\hat \psi _{N - 1}^j - \hat \psi _{N - 2}^j) \\ \hat \psi _k^1 = 0,\;\hat \psi _k^M = 0 \\ \end{array} \right.$
$\text{式中,} \qquad \upsilon _1^j = \dfrac{1}{3 + 2(\Delta {\textit z}){\mu _1}(y)}\qquad\qquad\qquad\qquad\qquad $
$ {a_k} = {\varepsilon _k} - \left({\frac{{\Delta {\textit z}}}{2}} \right){\rm{ }}\left[ {\frac{{{\varepsilon _{k + 1}} - {\varepsilon _{k - 1}}}}{{2(\Delta {\textit z})}} - \frac{{{\varepsilon _k}}}{H}} \right]\;\;\; $
$b_k^j = {(\Delta {\textit z})^2}\Lambda _k^j - 2{\rm{ }}\left[ {{\varepsilon _k} + {{\left({\frac{{\Delta {\textit z}}}{{\Delta y}}} \right)}^2}\Theta _k^j} \right]$
${c_k} = {\varepsilon _k} + \left({\frac{{\Delta {\textit z}}}{2}} \right){\rm{ }}\left[ {\frac{{{\varepsilon _{k + 1}} - {\varepsilon _{k - 1}}}}{{2(\Delta {\textit z})}} - \frac{{{\varepsilon _k}}}{H}} \right]$
$ d_k^j = {\left({\frac{{\Delta {\textit z}}}{{\Delta y}}} \right)^2}\Theta _k^j,\;\;\;e_k^j = {\left({\frac{{\Delta {\textit z}}}{{\Delta y}}} \right)^2}\Theta _k^j $
$ f_k^j = {(\Delta {\textit z})^2}\zeta _k^j,\; \;\;{g^j} = 2{\rm{ }}(\Delta {\textit z}){\rm{ }}\upsilon _{\rm{1}}^{\rm{j}}{\eta ^j} $

求解上述线性方程组,可得到第l波的解,并取70波截断。模式垂直分辨率为1 km,分37层,上边界位于36 km,经、纬向分辨率为1°和2.5°。

4 北半球夏季理想的感热加热强迫源

参考北半球夏季四叶型非绝热加热的分布特征(Wu,et al,2003),文中根据下式给出理想的感热加热强迫源。

$ Q(x,y,{\textit z}) = {\hat Q_h}({\textit z}){\rm{ }}\left[ {{\rm{ }}{F_1}\left({x,y} \right) + {F_2}\left({x,y} \right){\rm{ }}} \right] + {\hat Q_c}({\textit z}){\rm{ }}{F_3}\left({x,y} \right) $ (4)

式中,

$F_{1}(x, y)=\left\{\begin{array}{ll} \!\!\!\!\cos \left(\dfrac{x-52.5}{105} {\text{π}}\right) \cos \left(\dfrac{y-30}{30} {\text{π}}\right) & 0 {\text{≤}} {x} {\text{≤}} 105^{\circ} \mathrm{E} \\ \!\!\!\!0 & {\text{其他}} \end{array}\right.$
$F_{2}(x, y)=\left\{\begin{array}{ll} \!\!\!\! \cos \left(\dfrac{x\!-\!114}{60} {\text{π}}\right) \cos \left(\dfrac{y\!-\!30}{30} {\text{π}}\right) &\!\!\!\! 84^{\circ} \mathrm{W} {\text{≤}} {x} {\text{≤}} 114^{\circ} \mathrm{W} \\ \!\!\!\! 0 &\!\!\!\! {\text{其他}} \end{array}\right.$
$F_{3}(x, y)=\left\{\begin{array}{ll} \!\!\!\!-\!\cos \left(\!\dfrac{x\!-\!145}{50} {\text{π}}\!\right) \cos \left(\!\dfrac{y\!-\!30}{30} {\text{π}}\!\right) &\!\!\!\!\!\! 120^{\circ} \mathrm{W} {\text{≤}} {x} {\text{≤}} 170^{\circ} \mathrm{W} \\ \!\!\!\! 0 &\!\!\!\!\!\! {\text{其他}} \end{array}\right.$

该加热函数的经向范围15°—45°N,中心位于30°N,有两个加热区和一个冷却区(图2a)。加热区模拟的是夏季副热带欧亚大陆西部和北美大陆西部强陆面感热加热。冷却区模拟的是副热带东太平洋强大的辐射冷却。 ${\hat Q_{\rm{h}}}$ ${\hat Q_{\rm{c}}}$ 分别是加热和冷却垂直分布函数,均在地面达到最强6℃/d,并随高度减小。加热率在4 km以上为0,辐射冷却率向上延伸至12 km,12 km以上为0(图2b)。

图 2  理想陆面热源加热率与洋面冷源冷却率的空间分布(a. 地面,b. 沿30°N;等值线最小值为0.5,等值线间隔为1.5,实线表示热源,虚线为冷源,单位:℃/d) Fig. 2  Spatial distributions of heating and cooling rates (unit:℃/d) at (a) surface and (b) 30°N (the contour interval is 1.5 and the minimum contour value is 0.5. The solid and dashed curves denote the heating and cooling rates,respectively)
5 模式结果 5.1 常数基本流

为了便于讨论基本流影响下感热加热激发的环流结构特征,并逐步剖析影响洋面副高“三角形偏心”形态的主要因子,仅考虑欧亚大陆西部感热加热源的强迫。图3是静止大气中单一感热源强迫的准地转流函数的空间分布,在热源范围内的近地层强迫出强大的气旋式环流,中心位于加热中心略偏西的位置(图3a),且强度随高度迅速减弱,准地转流函数约在700 hPa附近减弱为0(图3c)。700 hPa以上为相对较弱的反气旋式环流,中心位于600 hPa附近,位置明显偏低。热源范围外的近地层和中上层则分别为反气旋和气旋式环流,近地层反气旋中心靠近热源东部,位于副热带西太平洋。这些特征均与解析解一致(张亚妮等,2016)。由准地转流函数的水平分布(图3ab)看,在经向上气旋和反气旋中心位于热源中心所在的纬度上。

图 3  

图45分别是东风和西风基本流时单一感热源强迫的准地转流函数的空间分布,与静止大气(图3)相比,东、西风基本流均使波的振幅减弱。东风时波被截获,在垂直方向上表现为上、下反位相的第一斜压结构,中上层反气旋位于600 hPa附近(图4c)。西风时波动具有向上的传播特征,中高层反气旋强度较东风时明显增强(图5c),对流层上层反气旋强度也增强。该特征与解析解一致(张亚妮等,2016)。水平分布上,气旋和反气旋中心位于热源中心所在的纬度(图4ab5ab)。另外,基本流为东风时,低层气旋中心从静止大气时的47.5°E移至17.5°E,西移了30个经距(图4a);西风时则向东移至77.5°E,东移了30个经距(图5a),显示出感热加热时东、西风平流作用的对称性(张亚妮等,2016),与潜热加热不同(张亚妮等,2009a2009b)。

图 4  
图 5  
5.2 切变基本流

研究感热加热对夏季副高形态的影响,仅考虑常数基本流的作用是不够的,必须从夏季实际风场出发,才能较为全面地展示感热驱动的副高形态特征。图6是NCEP/NCAR再分析资料7月气候态(1981—2010年)纬向平均纬向风的垂直结构以及13 km处和35°N处纬向风场的变化,在对流层0风速位于30°N附近,以南(北)为东(西)风区,对流层顶及平流层均被东风覆盖。

图 6  

当基本流在垂直方向上保持不变,只考虑经向切变时,取7月气候态13 km高度处的纬向平均纬向风为背景场(图6b)。图7是该背景风场作用下准地转流函数的空间分布,此时感热加热强迫的气旋和反气旋呈东北—西南向倾斜,表现为“平行四边形”结构,中心位于热源中心(30°N)以南约0基本流所在的纬度(图7a)。根据基本流的水平分布(图6b),热源北(南)部为西(东)风,在平流作用下使定常波向东(西)移,纬度越高(低),西(东)风越大,向东(西)移动越明显,因而气旋和反气旋为东北—西南走向。此外,由于感热加热强迫下东、西风基本流的平流作用具有对称性(张亚妮等,2016),激发的副热带环流的振幅在基本流为0时达到最大,并随着基本流的增大而减小,所以地面气旋和反气旋中心位于热源中心南侧0风速附近。图7b是沿30°N的垂直剖面,由于该纬度为西风控制,垂直结构主要表现为西风时的特征(图5c)。

图 7  基本流取7月气候态13 km高度处的纬向平均纬向风时,单一感热源强迫的准地转流函数的空间分布 (a. 地面,b. 沿30°N,单位:106 m2/s;阴影为加热率大于0.5℃/d的加热区) Fig. 7  Spatial distributions of quasi-geostrophic streamfunction (106 m2/s) forced by single sensible heating on the observed zonal flow at 13 km at (a) surface and (b) 30°N (the region with heating rate more than 0.5℃/d is shaded)

当基本流在经向上保持不变,只考虑随高度的变化时,取7月气候态纬向平均纬向风在35°N处的风场为背景场(图6c)。图8是该背景风场作用下准地转流函数的空间分布,发现在对流层中高层定常波显著增强(图8cd),热源范围内的对流层上层存在一个反气旋中心,与南亚高压的位置基本一致。另外,由于基本流在经向为常数,低层和高层的气旋和反气旋中心均位于热源中心所在纬度附近。可见,基本流经向切变主要影响气旋和反气旋中心的经向位置,垂直变化能够加强中高层定常波的强度。

图 8  基本流取7月气候态35°N处的纬向平均纬向风时,单一感热源强迫的准地转流函数的空间分布 (a. 地面,b. 15 km高度,c. 沿30°N,d. 沿52.5°E,单位:106 m2/s;阴影为加热率大于0.5℃/d的加热区) Fig. 8  Spatial distributions of quasi-geostrophic streamfunction (106 m2/s) forced by single sensible heating on the observed zonal flow at 35°N at (a) surface,(b) 15 km,(c) 30°N and (d) 52.5°E (the region with heating rate more than 0.5℃/d is shaded)

当同时考虑基本流的经向切变和垂直切变时,背景风场取7月气候态纬向平均纬向风(图6a),此时感热加热强迫的副热带环流如图9所示。在近地面,基本流风速的经向变化较13 km高度处明显减小,气旋和反气旋东北—西南向倾斜程度有所减弱,但仍为“平行四边形”结构。地面气旋中心略偏向热源中心以北,这主要是受到0风速经向位置的影响。对于洋面上的副热带反气旋,中心位于大洋西部,与实际太平洋洋面副高的形状和位置相差甚远。垂直方向上,加热区范围内的中上层被反气旋控制,中心偏向热源中心北侧,位于(36°N,42.5°E)附近的200—100 hPa的对流层上层(图9cd),强度略弱于地面反气旋(图9ab),与夏季南亚高压的位置大体一致。

图 9  基本流为7月气候态纬向平均的纬向风时,单一感热源强迫的准地转流函数的空间分布 (a. 地面,b. 15 km高度,c. 沿36°N,d. 沿42.5°E,单位:106 m2/s;阴影为加热率大于0.5℃/d的加热区) Fig. 9  Spatial distributions of quasi-geostrophic streamfunction (106 m2/s) forced by single sensible heating on the observed zonal flow at (a) surface,(b) 15 km,(c) 36°N and (d) 42.5°E (the region with heating rate more than 0.5℃/d is shaded)
5.3 洋面副高“三角形偏心”结构的形成

实际观测的北半球夏季洋面副高的显著特征是其呈现东北—西南向倾斜的“三角形”形状,并且中心偏向大洋东部(图2)。Chen等(2001)认为洋面副高是由亚洲季风潜热强迫的,倾斜则是基本流的经向切变结果。刘屹岷等(1999a)张亚妮等(2009b)研究证实感热加热是洋面副高形成的关键强迫源。Liu等(2004a2004b)强调辐射冷却对洋面副高“偏心”结构形成有重要作用。张亚妮等(2016)给定理想的辐射冷却强迫源,求取了定常线性准地转位涡模型的解析解,发现在近地层强迫出强的地面反气旋,近地层以上为弱的低压系统,且基本流的平流作用可使地面反气旋中心向下游平流。那么在简单的线性准地转位涡模式中加入辐射冷却源,能否模拟出具有“三角形偏心”结构的洋面副高?

欧亚大陆单一感热源强迫的洋面副高中心位于亚洲大陆东岸、太平洋西部,主体在太平洋洋面上,并向东延伸至大西洋,呈“平行四边形”(图9a),由前面的讨论可知,这主要是基本流的平流作用形成的,与副热带地区背景风场密切相关。

考虑北美大陆西部强感热强迫后,全球单一的洋面副高被北美大陆上的低压系统分割为二。在大西洋西侧的大陆西部感热加热强迫下,大西洋洋面副高明显增强(图10a),但是副高的“平行四边形”形状并未改变。从36°N的垂直剖面(图10b)可以看出,在中高层,大陆上空为反气旋,中心位于感热加热区上空对流层上层;大洋上空为气旋,中心位于大洋西部对流层上层,对应于大洋上空的洋中槽,但位置过于偏西。

图 10  基本流为7月气候态纬向平均的纬向风时,双感热源强迫的准地转流函数的空间分布 (a. 地面,b. 沿36°N,单位:106 m2/s;阴影为加热率大于0.5℃/d的加热区) Fig. 10  Spatial distributions of quasi-geostrophic streamfunction (106 m2/s) forced by double sensible heating on the observed zonal flow at (a) surface and (b) 36°N (the region with heating rate more than 0.5℃/d is shaded)

当加入东太平洋辐射冷却强迫源后,发现不但太平洋洋面副高的形状发生了变化,呈现出“三角形”结构,而且中心也移至太平洋的东部(图11a),与观测(图2a)非常相似。另外,位于太平洋上空对流层高层的气旋式环流明显增强,并东移至大洋东部(图11bc),与实际观测(图2b)十分接近。对于亚洲上空的反气旋系统,强度有所增强(图11d)。

图 11  基本流为7月气候态纬向平均的纬向风时,同时考虑感热加热与辐射冷却时准地转流函数的空间分布 (a. 地面,b. 15 km高度,c. 沿36°N,d. 沿42.5°E,单位:106 m2/s;阴影为加热率大于0.5℃/d的加热区) Fig. 11  Spatial distributions of quasi-geostrophic streamfunction (106 m2/s) forced by sensible heating and radiation cooling on the observed zonal flow at (a) surface,(b) 15 km,(c) 36°N and (d) 42.5°E (the region with heating rate more than 0.5℃/d is shaded)

上述试验均是在简单、理想的冷、热源强迫下进行的,却较好地模拟出了洋面副高的形态特征,也对对流层高层系统(南亚高压和洋中槽)有很好体现。由此可知,洋面副高“三角形偏心”结构的形成,与副热带地区背景风场的经向分布以及大洋东部强的辐射冷却作用密切相关。副热带高纬度的西风使副高东移,低纬度的东风使其西移,形成东北—西南走向的“平行四边形”结构,且中心位于大洋西部。大洋东部强的洋面辐射冷却作用加强了大洋东部的副高,使中心东移,在背景风场的共同作用下,形成特有的“三角形偏心”结构。此外,浅薄的地面感热加热除了能够强迫出低层强大的地面低压系统,还能够在对流层高层激发出反气旋式环流,对南亚高压的形成有重要作用。与感热型加热垂直非均匀分布相似的洋面辐射冷却除了能够强迫出低层洋面高压系统,是洋面副高“三角形偏心”结构形成的重要因素,也能够在对流层高层激发出气旋式环流,对洋中槽的形成有直接影响。

6 结 论

运用定常线性准地转位涡模型讨论了基本流作用下大陆西部强陆面感热加热和大洋东部强洋面辐射冷却对副热带环流结构特征的影响,指出洋面副高“三角形偏心”结构的形成主要是在副热带地区背景风场作用下,地面冷、热源强迫的结果。

基本流对感热加热强迫的副热带环流有重要影响,除了平流作用外,对感热加热强迫的气旋和反气旋的作用还表现在以下几个方面。当基本流为常数时,感热加热强迫的气旋和反气旋主要集中在对流层中下层,且地面系统远强于中高层。东风时定常波在垂直方向被截获,中高层反气旋中心位置低、强度弱;西风时定常波表现出向上的传播特征,中高层反气旋强度略增强,但仍弱于地面反气旋。当基本流为非常数时,其经向切变能改变气旋和反气旋中心的经向位置,使它移至0风速所在纬度附近,这是因为感热加热强迫下东、西风基本流的平流作用具有对称性,激发的副热带环流的振幅在基本流为0时达到最大,并随着基本流的增大而减小。基本流的垂直变化加强了中高层气旋和反气旋,中心位于对流层上层,与南亚高压的位置基本一致。

与感热加热垂直非均匀分布相似的洋面辐射冷却是洋面副高“三角形偏心”结构形成的重要因素。辐射冷却能够激发出对流层低层的洋面高压系统和对流层高层的气旋式环流,对洋面副高和洋中槽的形成和维持有直接影响。在辐射冷却和副热带地区背景风场的共同强迫下,形成了洋面副高特有的“三角形偏心”结构。副热带高纬度的西风使感热强迫的洋面副高东移,低纬度的东风使其西移,形成东北—西南走向的“平行四边形”结构,且中心位于大洋西部。大洋东部强的洋面辐射冷却激发的洋面反气旋加强了大洋东部的副高,使该中心向东移至大洋东部,从而表现出东北—西南走向的“三角形偏心”结构。因此,洋面副高“三角形偏心”结构的形成,与副热带地区背景风场的经向分布以及大洋东部强的辐射冷却强迫密切相关。

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