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JOURNAL OF THE ATMOSPHERIC SCIENCES

副热带急流和极锋急流的动力关系

SUKYOUNG LEE

Department of Meteorology, The Pennsylvania State University, University Park, Pennsylvania

HYUN- KYUNG KIM

Climate Prediction Center, National Centers for Environmental Prediction, Camp Springs, Maryland

(Manuscript received 14 May 2002, in final form 17 January 2003)

摘要：本次研究评估了副热带急流在斜压波动发展的影响和极地急流理想条件下多层原始方程模式。通过线性稳定性分析和初值方法的研究，我们发现只有当急流足够强大时斜压波动增长才更偏向于此副热带急流。就一个适宜强度的副热带急流而言，斜压发展最有利的区域经常位于20°-30°的副热带急流的边界处，为了和副热带急流区分我们把这一纬度的急流称为eddy-driven急流。

1.介绍：

在行星尺度大气平均环流之中，在对流层高层的准纬向急流是我们主要感兴趣的部分。我们都知道有以下两种不同类型的大气环流：副热带环流和极地环流（又称艾迪急流）。副热带急流是由深层热带角动量输送驱动的，这一输送是通过哈德来环流实现的。其中热带地区的热对流和辐射加热作用是驱动哈德来环流的部分因素。虽然观测到的热带环流远不是纬向对称的，但是亚热带急流所必须的驱动力可以在一个自由涡旋的，轴对称的流场中被解释清楚。这个轴对称的环流理论（Held and Hou，1980）特写了一个在哈德来环流极地边界上的热带急流中心（如图1a）。

与热力作用引起的副热带急流相比，急流也能够被斜压驱动。这种急流的例子可以在Williams（1979），Panetta and Held（1988），Panetta（1993）和Lee（1997）等人的研究中找到。这些研究使用了贝塔平面的两层准地转模式，既不是用于支持一个副热带急流，也不是被一个规定的急流所强迫，而是这一流模式是由广泛的统一斜压带所驱动。当这流收到扰动时，斜压波动会自发增长，同时这些斜压波动的向西的动量分量的经向收敛会驱动西风急流。因此在这些模式下，无涡流状态也是无急流状态。这些模式结果显示，在已有急流条件下，涡旋能够自发的产生急流。

在大气中，基于斜压涡旋有产生急流的倾向，这些斜压涡旋大多活跃在中纬度地区，人们预测涡旋驱动的急流发生在中纬度地区。这些也被称为极锋急流或涡旋驱动（eddy-driven）急流，图1b说明了这一概念。此图中也绘出了斜压波动的经向传播以及这些波动动量，热通量驱动的平均经向环流。然而，这张图并不能支持北半球冬季的纬向平均环流，在这一时间段只有一个对流层急流中心位于30°N(比如，图7.5，Peixoto and Oort，1992)。

就北半球冬季而言，这一差异的一个可能的解释是斜压最强的区域和副热带急流相对应，因此斜压波动的主要增长只是发生在了在同一纬度之前存在的副热带急流中（见Lindzen 1993；Sun and Lindzen 1994；Grotjahn 1993; Becker et al. 1997）。尤其是在Grotjahn（1993）的声明中“副热带急流旺盛的地区最有利于斜压不稳定驱动的气旋风暴的发展。”图1c给出了这一可能性。我们发现温带地区的平均经向环流并没有在图中显示出来，因为它的预期结构可能并不是那么明显。

另一方面，图1b展示了那些早期研究者所绘制的与双急流一致的急流。Palmen and Newton（1969）提到，“在相当低的纬度观测到了最强的平均风场，在极锋区域，给定时间内的最强斜压位于大多数半球的相当高的纬度。事实上，北半球急流的示意图最早由Riehl (1962)，之后由Palmen and Newton (1969)绘制出来。它的一般特征和图1b相一致。图2给出了它的原理图。

如果有人仔细地检查图2，就会发现无论是和图1b还是图1c描述的过程相比似乎都发生在不同的经度。在这张图中，有人发现副热带急流额极锋急流的槽和脊是不协调的；副热带急流生成的区域纬度相对较低（并且想必较弱），同时涡旋驱动急流产生在一个相对较高的纬度，并且较强。结果，在副热带急流和极锋急流相互靠近的地区，有人期望能看到一个最大的纬向风；而在两种急流相互远离的区域，可能会看到一个双峰。在北半球的气候场确实暗示了这些特点（见图 7.14 in Peixoto and Oort 1992; 图 6.2 in Holton 1992）。更显著的是，在120°E-180°E副热带急流和极锋急流同时发生的区域（图2），有人发现旺盛的太平洋急流中心位于35°N，并且在太平洋急流的边界上没有明显独立的极锋急流。正相反，在60°W和20°E有明显的两个急流，分别是在15°-20°N的弱的副热带急流和45°-55°N处的极锋急流。

此次研究的目的是解决以下两个看似矛盾的观点：一个是最强的涡旋发生在副热带急流中，另一个是最强的涡旋存在于比副热带急流要高的纬度。图2暗示了两个观点可能都是正确的，但是位于不同的流态中。当副热带急流很强并且向两极入侵时第一种观点是正确的；而当副热带环流很弱并且位于相对较低的纬度时第二种观点可能是正确的。为了检验这一假说，我们将会使用一个球体条件下理想的多层原始方程模式（PE），在这一模式下我们能够自动地改变副热带急流的强度。经过上述推测，我们专门研究了副热带急流以及极锋急流在斜压涡旋发展上的影响。当然，我们不能说斜压涡旋对副热带急流的影响是不重要或是可忽略的，众所周知沿赤道传播的涡旋会阻碍副热带急流(Palmen and Newton 1969; Held and Phillips 1990)。这一rsquo;波阻rsquo;会在驱动哈德来环流中起到主要作用(Kim and Lee 2001b)。而且也能通过混合潜在涡度来改变随后的波的传播。就这样，副热带急流，斜压，斜压涡旋和极锋急流之间的关系是复杂的非线性的。然而，正如之前所说，这一复杂的非线性相互作用的全面阐述并不是本文的研究范围。而本文的局限性在第六部分也会提到。

在本文中，第二部分将简要地介绍本文所用的数值模式，并且解释这一模式的实验设计和一般分析方法；数值模式的实验结论将在第三部分给出；第四部分是总结。

2.实验，分析方法和模式

1. 实验设计

我们设计的数值实验将帮助我们解决以下几点问题：在各种力存在的副热带急流中斜压波动和极锋急流是怎样发展的？斜压涡旋怎样发展，反过来说，它是怎样改变纬向平均流量的问题已经不再新奇(e.g., Simmons and Hos-kins 1978, 1980; Feldstein and Held 1989; Barnes and Young 1992; Gutowski et al. 1992; Thorncroft et al. 1993)。我们在这想要解决的问题是较为概念的，我们首先假设存在一个无涡旋，轴对称的环流，这一环流是由一个非绝热加热的轴对称经向梯度驱动的(e.g., see Held and Hou 1980; Lindzen and Hou 1988)。这样一个流场包括一个哈德来循环和一个副热带急流，并且和以往研究中使用的斜压生命周期的初始状态不同。

在这些研究中，初始流场的选取可能是基于那些涡旋已经改变了纬向平均流的观测流场。除此之外，我们想知道斜压波动是怎样从一个理想的轴对称状态发展而来的，以及这些波动是怎样改变这种状态的。尽管这一问题并未进行研究，它最早是由Schnei-der and Lindzen (1977)提出的。

于是，通过合成数值模式在时间上向前的轴对称版本，我们首先获得了一系列稳定的，无涡旋的轴对称状态。为了达到这一结果，我们设计了模式使副热带急流强度系统地变化，而温带地区的斜压强度保持不变。这是通过系统地改变热带对流加热幅度【1】来完成的[see Eq. (2)below]，同时也保持辐射平衡温度分布[see Eq. (1) below]固定。由于局限在热带地区，并且是不断变化的，温带地区斜压的Eady增长率【2】在轴对称环流中变化很少(cf. Figs. 3a–d)。

每当获得一次轴对称环流时，经向风被设置为0，同时就能获得一个温度和地面气压非线性平衡的纬向风场(Branscome et al. 1989)。例如通过比较图3a和图4a的纬向风场（注意到两张图的灰度标互不相同），可以看到平衡状态下得到的纬向风的变化量非常小。把这个平衡状态作为一个初始条件，一个较小幅度波动的扰动被引入了流场中。

1. 分析方法

这项研究广泛使用了来自线性稳定性分析的不稳定标准模式。这一方法可以用这样的理由来反对：任何单一的不稳定标准模式都几乎不能充分描述观测到的斜压波动；然而作为一个考虑到了更广泛波谱的线性随机模式方法，已经在各种大尺度天气过程和海洋应用中被证明是成功的(e.g., Pendland and Sardeshmukh 1995; Whitaker and Sardeshmukh 1998; Zhang andHeld 1999; Cash and Lee 2001)。

尽管线性随机模式在提供各种动力过程的深度探究上被证明及其有用，也能作为一种预报工具，但它似乎并不适用于本次研究。原因是在轴对称这一基础状态非常地不稳定。例如，我们基础状态中的一种最不稳定的标准模式的增长率是每天1.5%（图3中也能看到Eady增长率）。为了给这样一个高度不稳定的流场构建一个线性随机模式，我们将需要加入一个非常大的数量的阻尼去稳定整个系统。如果采用和其他许多研究中类似的平均抑制，我们不确定这样一个强大的，统一的阻尼将会有怎样的物理过程【3】。另一方面，非均匀的阻尼的使用可以很好地调整随机模式，却似乎也相当不自然。因此，我们感觉到线性稳定分析的使用，虽然可能不是一个好点子，只要谨慎地解释实验结果仍是一种可行的方法。线性稳定分析的优点将在后续实验中能看到；可以看出标准模式的最大振幅的纬度和最大斜压保持一致。最大eddy动量通量辐合，同时能预测处极锋急流的最大斜压生命周期。

1. 模式介绍

本文中所用的模式是基于GFDL（Geophysical Fluid Dynamics Laboratory）平均环流模式的动力核心(Gordon and Stern 1982)。由于本文采用的模式参数化在Kim and Lee（2001a，2001b）中已经被说明过了，所以这里仅给出一个关于模式参数化的简单介绍。

模式的水平分辨率是30个菱形，并且有20个等距的sigma;水平。这一模式的驱动因子和Held and Hou（1980）的研究类似，都是lsquo;辐射对流rsquo;的热弛豫的平衡温度分布。不同的是在模式的对流层高度之上，平衡温度的经向梯度信号是相反的：

其中是纬度，是辐射对流潜在平衡温度，(是气体常数，是定压比热容)，是的对流层全球平均值，是赤道和两极的温度差值，和是从赤道到极地的分数变化。

这一模式也受一个额外加热常数影响，这一常数大致代表了热带对流(Becker et al. 1997; Kim and Lee 2001b)：

作为上一节的延伸，这种额外的热带加热被包括在控制副热带急流的强度里，也保持着中纬度斜压的相对完整。

上述模式的纬向对称稳态解被用于初值条件下非线性eddy周期的计算。由于轴对称流场要包含动量的垂直扩散非常必要，模式将包含动量垂直扩散和热垂直扩散。Kim and Lee（2001a）会对这些阻尼项进行详细的描述。用于eddy存在周期计算的双谐波水平扩散系数的值是。

3.结论

图3a-3d的上部分分别显示了在为0K，0.1K，0.25K和1.0K时稳定状态下轴对称环流的纬向风和经向质量流函数。而较低的部分则显示了Eady增长率。正如轴对称环流理论所预期的一样，在所有四种情况下，哈德来环流的两极的终点，正如经度质量流函数的推断一样，和副热带急流保持一致(Schneider 1977)。同时，随着的增长，副热带急流强度增加并表现出向极地迁移的趋势。

尽管图3a中只有轻微的倾向，仍有两个最大的Eady增长率的分支。一个沿着副热带急流（副热带分支），另一个位于中纬度地区（中纬度分支）。图3a展示了在=0K的条件。当副热带急流位于纬度25°时，Eady增长率峰值位于50°附近，而这一纬度之前并没有急流存在。随着增长，最大Eady增长率从中纬度地区移动到副热带急流控制区域；当为0.1K时，Eady增长率上由两个可比较的最大值分别位于50°和25°；当为0.25K时，主峰值发生在25°，而在1K时这一现象进一步加剧，就如下面所展示的一样，在最不稳定标准模式峰值振幅的纬度和上述Eady增长率分布相一致。

在上述所以情况下，当初始轴对称流场受到小振幅的扰动时，最不稳定标准模式会受到斜压增长之后的正压衰减。例如在图4中，我们展示了最不稳定纬向6个波数的标准模式为0K时的总涡旋能量，斜压增长和正压衰减的时间演变。在此次研究中，第0天被定义为增长率开始从线性偏离的时间。纬向平均流场的波动的最大正压能量转换发生在斜压能量转换峰值的1.5天后。这和先前斜压周期的研究结果类似，在这一研究中纬度急流已经成为初始流场的一部分(e.g

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