中国气象学会主办。
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
文章历史
-
2019-05-06 收稿
2020-04-04 改回
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
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
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,1999a,1999b;Liu,et al,2001,2004a,2004b;Miyasaka,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,1999a,1999b)。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,1972;Egger,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,2004a,2004b),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)和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(1999a,1999b)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)和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,2004a,2004b),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。
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
$ \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,
$q' = {\nabla ^2}\psi ' + \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left({\varepsilon {\rho _{\rm s}}\frac{{\partial \psi '}}{{\partial {\textit z}}}} \right)$ |
${\overline q_y} = \beta - \frac{{{\partial ^2}\overline U}}{{\partial {y^2}}} - \rho _{\rm s}^{ - 1}\frac{\partial }{{\partial {\textit z}}}\left({\varepsilon {\rho _{\rm s}}\frac{{\partial \overline U}}{{\partial {\textit z}}}} \right)$ |
式中,
设
$ \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,
$ \;\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。
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3a、b)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4和5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4a、b、5a、b)。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,2009a,2009b)。
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。
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)。
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8c、d),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。
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9c、d),强度略弱于地面反气旋(图9a、b),与夏季南亚高压的位置大体一致。
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)和张亚妮等(2009b)研究证实感热加热是洋面副高形成的关键强迫源。Liu等(2004a,2004b)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。
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11b、c),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)。
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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