КРУПНОМАСШТАБНОЕ ТЕПЛОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В СИСТЕМЕ ОКЕАН - АТМОСФЕРА

С. С. JIanno, С. К. Гулев,
А. Е. Рождественский'
КРУПНОМАСШТАБНОЕ
ТЕПЛОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
В СИСТЕМЕ
ОКЕАН - АТМОСФЕРА
И ЭНЕРГОАКТИВНЫЕ ОБЛАСТИ
МИРОВОГО ОКЕАНА
Л ен и н гр ад
Г и д р ом етеои зд ат
1990
У Д К
551-46
Р ец ен зе н т д -р ге о гр . н а у к А . И . У гр ю м о в
О б о б щ а ю т с я результаты исследований в области кр у п н о м а сш таб н о го те п л о ­
вого взаим одействия океан а и атм осф еры . Д е т а л ь н о м у а н ал и зу подвергнуты
подходы к о ц е н к е к р у п н о м а с ш т а б н ы х процессов энергообм ена н а гр аниц е о ке а н —
атм о сф ера. Д л я оц е нки тепловы х потопов п р ед л о ж ен ряд п арам етри заций , рас­
см а тр и в а ю щ и х интегральны е х а р а к т е р и с т и к и взаим одействия. П о д р об н о рассм о т­
рены вопросы ф орм ирования сезонной и м е ж го д о в о й изменчивости м еридионал ь­
но го переноса т еп л а в атмосф ере и М и р о в о м о ке ан е. Д л я океанов С ев ер но го
п о л уш ар и я представлены резул ь таты а м п л и ту дно-ф азо вого анализа основны х
ги д р о м етео р о л о ги ч ески х п ар а м етр о в и расчетов эне р гети ч ески х х а р а к т е р и с т и к
тер м о д и н ам и ч еско го взаим одействия. Т а к о е рассм отрение позволило выделить на
а к в а то р и и М и р о в о го о ке а н а э н е р го а к ти в н ы е об ласти, ф орм ирую щ ие очаговы й
х а р а к т е р эне р го о б м е на о ке а н а и атмосф еры . Р асс м о тр е н а сезонная и м е :« го д о ­
вая д и н а м и ка энер го акти в н ы х областей.
К н и г а р а ссч и та н а па о ке а н о л о го в , м етеорологов и клим атологов.
T h e b o o k of S . L a p p o , S .'G u le v and A , R ohdes tv ensky “ L a rg e -s c a le h e a t in te r ­
a c tio n in th e ocean— atm o sph ere sy s te m a n d e n e r g y active areas of the W o r ld
O c e a n " c o n ta in th e resu lts in la rg e -s c a le o c e a n — atm o sph ere in te ra c tio n processes.
D iff e r e n t a p p ro a c h s to in v e s tig a tio n of la r g e -s c a le e n e rg y exchange betw een the
o c e a n an d th e atm o sp h ere a r e u n d e r c o n s id e ra tio n . Z o n a l-a v e ra g e c lim a tic ch a ra c ­
te ris tic s fo r th e W o r ld O ce an a re pres en ted . M e r id io n a l h eat tra n s p o rt i n 1th e ocean
is discussed in d e ta ils . F o r th e N o r t h A t la n t ic and N o r th P a c ific phase and a m p li­
tu d e c h a ra c te ris tic s of e n e rg y e x c h a n g e processes are presented and som e c h a ra c ­
te ris tic s o l e n e r g y a c tiv e zones a re described.
T h e b o o k is in te n d e d fo r o c e a n o lo g is ts , m e te o ro lo g is ts an d c lim a to lo g is ts .
„ 1805040600-063
„
J ] __ ------- ---------- 32*90
069(02)-90
ISBN 5-286-00447-4
© с. С. Лаппо, с . К. Пда®.
А* Е* Рождественский, 1990 г-
ПРЕДИСЛОВИЕ
С оврем ен н ы й эт ап р а зв и ти я г е о ф и з и к и х а р а к т е р и зу е т с я о б о ­
стренн ы м и н т е р е со м к п р о б л е м а м в за и м о д е й с т в и я о к еа н а и ат м о ­
сф еры , теор и и к л и м а т а , д о л г о с р о ч н о м у п р о г н о зи р о в а н и ю ег о и зм е­
нений, Э т и п р о б л ем ы ст о я т в ц е н т р е м н оги х к р уп н ей ш и х н а ц и о ­
нальн ы х и м е ж д у н а р о д н ы х и с с л е д о в а т е л ь с к и х п р о г р а м м , т а к и х как
ВП ИК, T O G A , W O С Е, « Р а з р е з ы » , В п о с л е д н и е годы п о я в и л с я р я д
очень и н тер есн ы х и г л у б о к о с о д е р ж а т е л ь н ы х м о н о гр а ф и й , п о св я ­
щ ен н ы х главны м о б р а зо м м о д ел ь н ы м и с с л е д о в а н и я м п р о ц е сс о в
к р у п н о м а сш т а б н о го в за и м о д е й с т в и я [48, 7 0 , 7 6, 110, 127, 145, 166,
207 и др.]. М ен ь ш е в н и м а н и я у д е л я е т с я
эк сп ер и м ен т а л ь н о м у
и сследованию
крупном асш табны х
в за и м о д е й с т в и й
в
си с т е м е
о к е а н — а т м о сф ер а .
Э т а к н и га я в л я е т с я о б о б щ е н и е м и с с л е д о в а н и й , вы п ол н ен н ы х
а в т о р а м и в п о с л е д н и е го д ы при и зу ч е н и и р о л и п р о ц е сс о в в эн е р ­
гоак ти вн ы х о б л а с т я х М и р о в о го о к е а н а в г л о б а л ь н о м в за и м о д е й ­
ствии о к еа н а и ат м о сф ер ы . М ы п о п ы тал и сь р а ссм о т р еть п р о ц ессы
в за и м о д ей ст в и я п о ц еп о ч к е п р о с т р а н ст в ен н о -в р ем е н н ы х м а с ш т а ­
бов: о т к рупн ы х к м ел к и м : З е м л я в ц ел о м , ок еан ы , п о л у ш а р и я —
м ер и д и о н а л ь н а я ст р у к т у р а — п р о с т р а н с т в е н н а я д и ф ф е р е н ц и а ц и я
и к л и м ат и ч еск и е и зм е н е н и я — м е ж г о д о в а я и зм ен ч и в ость — с е зо н ­
ный х о д — в н утр и год ов ы е н ер ег у л я р н ы е к о л е б а н и я . Н ек о то р ы е
аспекты в за и м о д ей с т в и я и зл о ж е н ы н а м и б о л е е п о л н о и п о д р о б н о ,
чем д р у ги е. В св я зи с эт и м мы п р е д л а г а е м ч и тател ю о б ш и р н у ю
б и б л и о гр а ф и ю .
.
М н оги е р езу л ь т а т ы , в о ш е д ш и е в к н и гу, получ ен ы н а м и со в ­
м естн о с к о л л ега м и по р а б о т е — К. П . Б е л я е в ы м , А. В. К о л ш к о ,
A. Г. М у зы ч ен к о , Ю. А. Р ев о й , С . X . Р о з е н ф е л ь д о м , К. М . С елем ен овы м , М . В . С ем ен ов ы м , В , А. Т и х о н о в ы м . В с е м им авторы
п р и н ося т г л у б о к у ю б л а г о д а р н о с т ь . В р а з н о е в р ем я мы и м е л и в о з­
м о ж н о ст ь о б с у ж д а т ь п р о б л е м ы в за и м о д е й с т в и я о к еа н а и атм о­
сф ер ы с Н . 3 . А р и эл ь , С. А. Д о б р о л ю б о в ы м , А . И . Д у в а н и н ы м ,
B , В . Е ф и м ов ы м , С. П . М а л ев с к и м -М а л ев и ч ем , А . П . М ета л ь н и коаы м , И . И , М о х о в ы м , Ю . В . Н и к о л а ев ы м , А . С. С а р к и ся н о м ,
Д . Г. С еи дов ы м , А . И . У гр ю м ов ы м . Д о б р о ж е л а т е л ь н ы е д и ск у с си и
с ним и бы ли к р а й н е п о л е зн ы м и , и мы р а д ы сей ч а с п о б л а г о д а ­
рить их.
1*
3
ВВЕДЕНИЕ
С о в р е м е н н о е и зу ч ен и е
к р у п к о м а сш т а б н о го
в за и м о д ей с т в и я
о к е а н а и а т м о с ф е р ы уди ви тельн о р а зн о п л а н о в о . З н а ч и тел ь н ы е р е ­
зу л ь т а т ы п ол уч ен ы сей ч а с в об л а ст и м а т ем а т и ч еск о го и л а б о р а ­
т о р н о г о м о д ел и р о в а н и я , ф и зи к о-стати сти ч еск ой
обработки
как
д е т а л ь н ы х д а н н ы х отдел ь н ы х эк сп ер и м ен то в , т а к и ар хивн ы х к л и ­
м а т и ч е ск и х м а сс и в о в . Б о л е е или м ен е е п о л н а я б и б л и о гр а ф и я по
к а ж д о м у и з 'н а п р а в л ен и й в и зуч ен и и к р у п н о м а с ш т а б н о го в з а и м о ­
д е й с т в и я м о г л а бы состав и ть д о 5 0 0 р а б о т . В п о сл ед н и е д в а д е с я ­
т и л ет и я
п о я в и л о сь б о л ь ш о е к ол и ч ество м о н о гр а ф и й , п о л н о сть ю
и ли ч аст и ч н о п осв я щ ен н ы х п р о б л ем е в за и м о д ей с т в и я [3, 3 3, 37,
3 9 , 40, 48, 4 9 , 68, 70, 74, 76, 87, 102, 110, 111, 112, 126— 128, 133,
135, 142, 145, 150, 151, 156, 157, 165, 166, 188, 189, 193, 199, 2 0 4 , 2 0 6 ,
2 0 7 , 21 7 , 2 2 1 , 2 2 3 , 22 5 , 2 2 8 , 2 3 1 — 23 3 , 24 4 , 2 4 5 , 2 6 7 , 2 7 7 , 2 8 0 , 3 0 0 ,
3 0 4 , 30 5 , 3 0 8 , 3 1 2 , 31 3 , 32 6 , 4 5 5 — 45 7 , 592], о д н а к о он и н е р а з р е ­
ш и л и , а л и ш ь с бол ь ш ей отчетл ивостью оч ер ти л и т р у д н о ст и и п р о ­
т и в о р еч и я , св я за н н ы е с изуч ен ием к р у п н о м а сш т а б н о го в за и м о д е й ­
ств и я,
К этим т р у д н о ст я м в первую о ч ер ед ь отн оси тся о т су т с т в и е
и л и п р оти в ор еч и в ость к оличественны х ха р а к т ер и ст и к в за и м о д е й ­
ст в и я . Д а ж е ср ед и еш и р о тн ы е зн ач ен и я поток ов эн ер ги и на г р а ­
н и ц е о к е а н — а т м о с ф е р а по оц ен к ам р азл и ч н ы х автор ов р а с х о ­
д я т с я на 1 00— 150 %. В р езу л ь т а т е мы п р и м ер н о с так ой ж е т о ч ­
н о ст ь ю ,
усугубляем ой
н аш им и
к р ай н е
п р и б л и зи т ел ь н ы м и
п р е д с т а в л е н и я м и о п р о ц е с с а х в за и м о д ей ств и я в поляр н ы х о б л а с т я х ,
з н а е м м ер и д и о н а л ь н ы е п отоки теп л а в о к е а н е и в а т м о с ф е р е и м о ­
ж е м у в е р е н н о (п р и м ер н о на ур о в н е 10 % -ной т о ч н о сти ) гов ор и ть
л и ш ь о б и н тегр ал ь н ы х м ер и ди он ал ь н ы х п о то к а х в с и с т е м е о к е а н —
а т м о с ф е р а , п о л уч аем ы х п о спутниковы м дан н ы м о б а л ь б е д о и у х о ­
д я щ е м и зл у ч ен и и на в ер хн ей гр ан и ц е атм осф ер ы [3 8 9 , 4 3 6 , 4 9 7 ].
И т р е х м е р н ы е, и м а л о п а р а м е т р и ч е с к и е ' м о д ел и за ч а с т у ю н е в о с ­
п р о и з в о д я т д а ж е н а к ач еств ен н ом у р о в н е м еж о к е а н ск у ю а с и м м ет ­
р и ю м е р и д и о н а л ь н о го п ер ен о са теп ла.
С л е д с т в и е м в ы ш еск а за н н о го я в л я ется т о , что мы и м еем ли ш ь
к а ч ес т в ен н ы е п р е д ст а в л е н и я о т ем п а х о б н о в л ен и я в о д в о к е а н а х
и эн е р г е т и ч е с к и х и сточ н и к ах гл уби н н ы х д в и ж ен и й . Так, р а д и о ­
у г л е р о д н ы е о ц ен к и Х ор н а [309] д л я в о зр а с т а в о д Т и хого о к е а н а
д а ю т 1300 л е т . О ц енк и п о к и сл о р о д у
[307]
в д в ое
м ен ь ш е —
6 0 0 л ет . В . Н , С теп ан ов [288], и сх о д я из тем п о в п ер ем еш и в а н и я ,
о ц е н и в а е т в р ем я о б н о в л е н и я в од в 4 6 л е т д л я А тл а н ти ч еск о го
о к е а н а , а А . С . М огш и и В . А: Б ур к ов [207], и сх о д я из ск о р о ст и
4
и сп а р ен и я , п р и х о д я т к вы воду, что в рем я п р ебы ван и я м о л е к у л
м орск ой воды в о к е а н е д о с т и г а е т 4 0 0 0 лет. Т ак и м о б р а зо м , к р а й ­
н и е из н азв ан н ы х оц ен ок р а зл и ч а ю т с я на 2 п о р я д к а . Д а ж е н е ­
давний
а н а л и з м он осп ец и ф и ч н ы х п л ан к тон н ы х
ф о р а м и н и ф ер ,
п о зв ол и в ш и й в в ести п оправки к р а д и о у г л е р о д н о м у м ет о д у [3 4 3 ],
в с е р а в н о д а л в о зм о ж н о с т ь гов ор и ть о в о зр а с т е в о д лиш ь в п р ед е л а х п о р я д к а величины . К т а к о м у ж е в ы воду п эи ходя т и авторы
н а и б о л е е со в р ем е н н ы х р а д и о у г л е р о д н ы х оц ен о к 4991._
В ы п о л н ен н а я б о л е е 30 л ет н а з а д В . В. Ш улейкины м [3 2 0 ]
о ц е н к а п е р е н о с а к оли ч ества в о з д у х а м е ж д у о к еа н о м и к о н ти н ен ­
том по сей д е н ь , в и ди м о, о ст а ет ся еди н ств ен н о й , что с д е р ж и в а е т
к р а й н е в а ж н о е н ап р ав л ен и е в и зу ч ен и и в за и м о д ей ств и я — м о д е ­
л и р о в а н и е п р о ц ессо в в л а г о о б м е н а су ш и и о к еа н о в . Н есм о т р я на
б о л ь ш о е к ол и ч ест в о р а б о т по к л и м а т и ч еск о м у о б о б щ ен и ю а р х и в ­
ных д а н н ы х [82, 167, 286, 287, 497], мы н е м о ж е м ув ер ен н о г о в о ­
р ить о к ол и ч ествен н ы х х а р а к т ер и ст и к а х го д о в о го х о д а (в п ер в у ю
о ч ер ед ь — а м п л и т у д а х и ф а з а х ) п а р а м е т р о в о к еа н а и а тм о сф ер ы ,
х о т я и м ен н о сезо н н ы й цикл является- осн ов ой м н оги х п р о ц е сс о в
к р у п н о м а с ш т а б н о г о в за и м о д ей с т в и я . В р езу л ь т а т е о гр о м н о е к о л и ­
ч еств о эк сп ер и м ен та л ь н ы х и м о д ел ь н ы х р а б о т п о а н а л и зу д и н а ­
м ики а н о м а л и й п ар ам етр ов о к еа н а и атм осф еры [в п ер вую о ч е ­
р едь т ем п ер а т у р ы п ов ер хн ост и о к е а н а (Т П О )] зн ж д я т с я на з ы б ­
ком ф у н д а м е н т е ср ед н е к л и м а т и ч е ск о го , « н о р м ал ь н ого» г о д о в о г о
х о д а с вы тек аю щ и м и отсю да н ео п р ед е л е н н о ст я м и в ы делен и я с а ­
м и х ан ом ал и й .
В а ж н о отм ети ть, что ч асто при и ссл ед о в а н и и п р оц ессов в з а и ­
м о д ей с т в и я п оток и м е ж д у о к е а н о м и а т м о сф ер о й и сс л е д у ю т с я ,
и с х о д я нз т еп л ов ы х и р а д и ац и он н ы х ф ак то р о в , а п роц ессы п р е о б ­
р а зо в а н и я эн е р г и я и р а б о т а м е ж д у п ол я м и св о д и т ся к чисто д и ­
н а м и ч еск о м у в о зд е й ст в и ю . П ри
этом
су щ еств ен н о
обедн яется
т еп л о в а я , г л а в н а я ст о р о н а в за и м о д ей с т в и я , что с л е д у е т нз о ц ен о к
глобальны х
эн ер гет и ч еск и х п о т е н ц и а л о в зем н о й к ли м ати ческ ой
си стем ы , осн ов н ы м и из которы х я в л я ю т ся теп л о в ы е, а не д и н а м и ­
ч еск и е [169, 303]. З а м ет и м , что и с а м и гл о б а л ь н ы е эн е р г ет и ч е­
с к и е п о тен ц и а л ы оц ен ен ы лиш ь оч ен ь п р и б л и ж ен н о .
С ущ ест в ен н ы м п роти в ореч и ем в сл о ж и в ш ей ся си стем е п р е д ­
ст а в л е н и й я в л я ет ся тот ф акт, что п о ст а н о в к а за д а ч и д е л а е т с я д л я
п р о ц е сс о в о д н о г о м а с ш т а б а , а вы бор м ето д о в е е р еш ен и я, п о д х о д
к о б р а б о т к е д а н н ы х и д а ж е са м и д а н н ы е отвеч аю т д р у г о м у д и а ­
п а з о н у м а сш т а б о в , т. е. в за и м о д ей с т в и е о к еа н а и атм осф ер ы з а ­
ч а ст ую
р а ссм а т р и в а е т ся
б е з у ч ет а простран ствен н о-врем ен н ьтх
м а сш т а б о в п р о ц е сс о в . В п ер вую о ч е р е д ь эт о отн оси тся к м о д е л я м
(гл о б а л ь н ы м и м а л о п а р а м е т р и ч е с к и м ), от д ел ь н ы е блок и к о то р ы х
д о л д ш ы быть со г л а со в а н ы по м а с ш т а б а м в части вы бора р а с ч е т ­
ны х се т о к и п а р а м е т р и за ц и и отд ел ь н ы х я влен и й. П р е н е б р е ж е н и е
эти м т р е б о в а н и е м при води т или к о б ед н е н и ю м о д е л е й и о с л а б л е ­
нию в н и х о б р а т н ы х св я зей , или к возн и к н ов ен и ю в о т д ел ь н ы х
б л о к а х м о д е л е й л ож н ы х эн ер гет и ч еск и х п р ев р ащ ен и й , н е с в о й ­
ств ен н ы х п р о ц есса м д а н н о го м а с ш т а б а . Н е у ч ет п р о стр а н ст в еи п о 5
в р е м е н н й х м а сш т а б о в п ри о б р а б о т к е эк сп ер и м ен та л ь н ы х д а н н ы х
ч а ст о в е д е т к зн а ч и т ел ь н о м у и с к а ж е н и ю к оли ч ествен н ы х п о к а з а ­
т ел е й в за и м о д ей с т в и я .
В а ж н ы м н ед о с т а т к о м я в л я е т с я у к о р ен и в ш а я ся д и ф ф е р е н ц и а л ь н ость в и зуч ен и и к р у п н о м а с ш т а б н о г о в за и м о д ей с т в и я , В б о л ь ш ей
ст еп ен и э т о отн о си тся к и с с л е д о в а н и я м , о б о б щ а в ш и м р а з н о о б р а з ­
ный эк сп ер и м ен тал ь н ы й м а т е р и а л , п р ер ога ти в о й к отор ы х д о л г о е
в р е м я , д о п оя в л ен и я м ощ н ы х вы ч и сл и тел ь н ы х м аш и н , о с т а в а л о с ь
и с с л е д о в а н и е к р у п н о м а с ш т а б н о г о в за и м о д ей с т в и я . Н есм о т р я н а
то что и сп о л ь зо в а н и е к л и м а т и ч е ск и х о б о б щ ен и й и н ф ор м ац и и п о ­
зв о л и л о получ и ть, х о т я и п р и б л и ж е н н о , и н тегр ал ь н ы е оц ен к и т е п ­
лов ы х п оток ов д л я М и р о в о го о к е а н а и отд ел ь н ы х о к еа н о в [17, 40,
5 9 , 89, 3 6 2 , 419, 4 3 0 , 459], мы н е зн а й л и н тегр ал ь н ы х теп л о в ы х
характери сти к в заи м одей ств ую щ и х
ст р у к т у р
в атм осф ере и
в о к еа н е. Д р у г и м и сл о в а м и , нет в озм ох< н ости п ер ей ти от г е о г р а ­
ф и ч еск и х к о о р д и н а т к ф е н о м ен о л о г и ч ес к и м , н еп о с р е д ст в ен н о св я ­
за н н ы м с эт и м и ст р у к т у р а м и .
О бы ч н о п о д в за и м о д е й с т в и е м о к е а н а и а т м о сф ер ы п о н и м а ет ся
о б м е н т еп л о м , в о д я н ы м п а р о м и к ол и ч еством д в и ж ен и я , в р е ­
зу л ь т а т е к о т о р о го о б р а з у ю т с я п огр ан и ч н ы е
сл о и ,
п ер едаю щ ие
эн е р г и ю к а к в гл уби н ы о к е а н а , т ак и в в ер х н ю ю а т м о с ф е р у [328].
Т а к о е о п р е д е л е н и е п р е д с т а в л я е т с я н еп ол н ы м , т а к к ак в н ем , в оп ер в ы х, н е о б р а щ е н о в н и м а н и е н а главны й и сточ н и к эн ер ги и в с е х
п р о ц е сс о в н а З е м л е , а в о-в т ор ы х, в за и м о д ей с т в и е о д н о с т о р о н н е
с в о д и т с я л и ш ь к о б м е н у с в о й с т в а м и м е ж д у д в у м я ср ед а м и .
Н а и зл у ч ен и е в о д н у м и н у т у С о л н ц е т ер я е т 2 ,5 - 108 т м а ссы ,
что со с т а в л я е т з а г о д 130 т р л т. Н а 1 м3 в ер х н ей о св ещ ен н о й
гр ан и ц ы ат м осф ер ы З е м л и в м и н у т у п о ст у п а ет 1368 В т. Э т у в е ­
л и ч и н у при нято н а зы в а ть со л н еч н о й п остоян н ой . А к ти вн о п о г л о ­
щ а я п р и х о д я щ у ю к о р о т к о в о л н о в у ю р а д и а ц и ю , зе м н а я п о в ер х н о ст ь
и зл у ч а ет эн ер ги ю в д л и н н о в о л н о в о й части сп ек т р а . С р ед н я я м н о ­
го л ет н я я т е м п е р а т у р а З е м л и з а ч ел о в еч ес к у ю и стор и ю п р а к т и ч е­
ски н е м ен я ется , что го в о р и т о н ек о т о р о м р а в н о в еси и м е ж д у п р и ­
х о д о м и у х о д о м р а д и а ц и о н н о й эн е р г и и . Э т о со о т н о ш ен и е обы ч н о
за п и с ы в а е т с я в в и де
(1 - A ) F n R 3 = o r ■ 4я Я 3,
(1)
г д е А — а л ь б е д о З е м л и ; / ' — и н тен си в н ост ь п р и х о д я щ ей р а д и а ц и и ;
R — радиус
З ем л и ; а = 5 ,6 ■ 10“ 5 В т /с м 2 — п о ст о я н н а я С т е ф а н а —
Б ольцм ана; Т — абсол ю тн ая тем п ер атур а
п о в ер х н о ст и
З ем ли .
П р и н и м а я с р е д н е е зн а ч е н и е а л ь б е д о З ем л и 0 ,3 5 (а сей ч а с ч а сто
ск л о н я ю тся к зн а ч е н и ю 0 ,2 9 — 0 ,3 0 [42, 1 5 5 ]), л егк о вы числить,
что
радиационном у
р а в н о в е си ю о т в еч а ет т е м п е р а т у р а 2 5 2 К
(— 21 ° С ), к отор ая н а 36° н и ж е ф ак ти ч еск о й ср ед н е й т ем п ер а т у р ы
п о в ер х н о ст и .
.
П р и су щ ес т в у ю щ ем
а л ь б е д о р еа л ь н о н а б л ю д а е м у ю т е м п е р а ­
т у р у м о ж е т об есп еч и т ь ли ш ь п оч ти в д в о е больш и й поток эн ер ги и .
З а сч ет ч его ж е п о л у ч а е т с я т а к о е в ы го д н о е д л я ч ел о в еч ест в а
наруш ен и е
радиац и он н ого
б а л а н с а в с и с т е м е З е м л я — к о см о с?
6
В и д и м о , з а сч ет того, что а/з З е м л и покры ты в о д о й с а л ь б е д о
« 0 , 1 , что вся п л ан ета о к р у ж е н а п л от н ой а т м о с ф е р о й с м а с с о й
5 - 1015 т, в к лю ч ая 1,3* Ю13 т п о д н я т о й в л а ги , ч то в эт о й с и с т е м е
н еп р ер ы в н о и д ет п р о ц е сс в за и м о д е й с т в и я м е ж д у в о д н о й н в о з ­
д у ш н о й о б о л о ч к а м и . П о э т о м у п о д в за и м о д ей с т в и ем м е ж д у о к е а ­
ном и а т м о с ф е р о й б у д е м п он и м ать со в о к у п н о ст ь р а з н о м а с ш т а б н ы х
м ех а н и зм о в п ер ер а сп р ед е л е н и я со л н еч н о й эн е р г и и в п р о ц е с с е о б ­
м ен а св ой ств ам и м е ж д у о к еа н о м н а т м о с ф е р о й и в х о д е т р а н с ­
ф о р м а ц и и эн ер ги и к ак в о к еа н е , т а к и в а т м о с ф е р е , в р е з у л ь т а т е
к отор ы х ф ор м и р уется п р и р о д а З е м л и . Т а к о е о п р е д е л е н и е д а н о
в со от в ет ст в и и с т ем , что о с н о в н а я эн е р г и я в о к е а н е и в а т м о ­
с ф е р е — т еп л ов ая , п ол уч аем ая о т С ол н ц а в в и д е р а д и а ц и о н н о г о
и зл у ч ен и я [169]. У св оен и е со л н еч н о й р а д и а ц и и за в и с и т о т с о с т о я ­
ния а т м о сф ер ы и о к еа н а , н е г о в о р я у ж е о т о м , ч то и м ен н о с о с т о я ­
н и е а т м о сф ер ы о п р е д ел я ет п р о ц е с с ы о б м е н а эн е р г и ей м е ж д у с р е ­
д а м и , к о т о р ы е в св ою оч ер едь ф о р м и р у ю т св о й ст в а р а с с м а т р и в а е ­
мых о б ъ е к т о в . То есть нел ьзя о т д е л и т ь п о л у ч е н и е эн е р г и и о т п р о ­
ц ес са е е п ер едач и и т р а н сф о р м а ц и и , к ото р ы е в м е с т е ф о р м и р у ю т
с р е д у , е е ф и зи ч еск и е, х и м и ч еск и е и б и о л о г и ч е ск и е п о т е н ц и а л ы ,
а т а к ж е тем п ы п р е о б р а зо в а н и я эн ер ги и и з о д н о г о в и д а в д р у г о й .
Е сл и попы таться п р едст ав и ть с е б е эн е р г ет и ч е ск у ю с х е м у в з а и ­
м о д ей ств и я , то в с а м о м у п р о щ ен н о м в а р и а н т е о н а б у д е т в ы гл я ­
деть сл ед у ю щ и м о б р а зо м . П р и х о д я щ а я н а в ер х н ю ю г р а н и ц у а т ­
м о сф ер ы сол н еч н ая р а д и а ц и я п о с л е эн е р г о п р е в р а щ е н и й в а т м о ­
сф ере
(п о гл о щ ен и е и и зл у ч е н и е о б л а к а м и , о б р а т н о е р а с с е я н и е
о б л а к а м и и а эр о зо л я м и ) ф о р м и р у е т , к ак п р а в и л о , п о л о ж и т е л ь н о е
радиационное
сал ьдо
ок еан а, к оторое обусл ов л и в ает п ер едач у
т еп л о в о й энерги и и з о к еа н а в а т м о с ф е р у в в и д е я в н о го т е п л а и
и сп ар ен и я . П р оц ессы конвек ции и т у р б у л е н т н о г о п е р е н о с а ф о р ­
м и р ую т з а сч ет п оступ и в ш его в п о г р а н с л о е т е п л а э н е р г е т и к у а т ­
м о сф ер ы д о бол ь ш и х вы сот. Н е р а в н о м е р н о е
накопление
т еп л а
о б у с л о в л и в а е т в озн и к н ов ен и е п р о с т р а н ст в ен н ы х г р а д и е н т о в . З а п а ­
се н н а я так и м о б р а зо м п о т ен ц и а л ь н а я эн е р г и я р е а л и з у е т с я в кине*
ти ч еск ой эн ер ги и а т м осф ер н ы х д в и ж е н и й , со в е р ш а ю щ и х р а б о т у
н а д н ол я м и о к еа н а , а т а к ж е в п р я м о м в о зд е й с т в и и в с и с т е м е у р о ­
вень о к еа н а — а т м о с ф е р н о е д а в л е н и е , а н а л и з и р о в а в ш е м с я д л я с и ­
н о п ти ч еск и х п р оц ессов в р а б о т а х [169, 176, 177, 2 5 2 ], а д л я к р у п ­
н о м а сш т а б н ы х п р оц ессов р а с с м о т р е н н о м ч асти ч н о в [1 1 3 ]. В о з ­
н и к аю щ ее п ер ем ещ ен и е в од о к е а н а п ер ен о с и т т еп л о в ы е с в о й с т в а ,
у си л и в а я п р остр ан ств ен н ую д и ф ф е р е н ц и а ц и ю и х о б м е н а с а т м о ­
сф ер ой .
В ы ш е у ж е говор ил ось о в а ж н о с т и
р а ссм о т р е н и я
проц ессов
в за и м о д ей с т в и я о к еа н а и а т м о сф ер ы п р и м ен и тел ь н о к р а зл и ч н ы м
п р о стр ан ст в ен н о-в р ем ен н ы м м а с ш т а б а м , т а к к ак о т н о с и т е л ь н а я
р оль о д н и х и тех ж е м ех а н и зм о в р е зк о м ен я е т с я п ри п е р е х о д е о т
о д н о го м а сш т а б а к д р у го м у ; с в я з и , в ы ст у п а ю щ и е к ак п р я м ы е н а
о д н и х м а сш т а б а х , стан ов ятся о б р а т н ы м и н а д р у г и х , н а к о н е ц , н а
о п р е д ел ен н ы х м а с ш т а б а х п о я в л я ю т ся о с о б ы е , св о й с т в ен н ы е т о л ь к о
им ф и зи ч еск и е осо б ен н о ст и , о п р е д е л я ю щ и е п р о ц е сс ы в з а и м о д е й ­
7
ствия. Безусловно, при этом существуют в общие физические з а ­
кономерности, которые будут сохраняться на всех или почти на
всех масштабах, выделенных в геофизике А. С. Мониным [207].
Сказанное позволяет считать спорным часто встречающееся ото­
ждествление закономерностей обмена энергией меж ду атмосферой
и океаном с мелкомасштабным, а проявление обмена на границе
в гидрометеорологических процессах — с крупномасштабным взаи­
модействием. Видимо, каждый масштаб характеризуется и сво­
ими особенностями энергообмена, и своими механизмами превра­
щений энергии и формирования термодинамических потенциалов
взаимодействующих сред.
О масштабах изменчивости океанских и атмосферных процес­
сов написано много. В первую очередь отметим ставшее класси­
ческим разделение нестационарных процессов в океане А. С. Монина [207], выделившего семь диапазонов изменчивости океанских
явлений;
мелкомасштабный
(I0- 1— 103 с),
мезомасштабный
( 10*— 105 с ), синоптический ( 10е— Ш7 с ), сезонный (годовой пе­
риод и его гармоники), межгодовая, внутривековая и межвековая изменчивость. Близкую по структуре концепцию разделения
по
масштабам
метеорологических
процессов
предложил
Г. В. Груза [82]. Естественно, говоря об очень широком спектре
процессов в океане и атмосфере, авторы [82] не могли (да это
было бы и неправильно) предложить соответствие (тем более о д ­
нозначное) масштабам временным масштабов пространственных.
П оследние в контексте энергоснабжения океана анализировались
Р. В. Озмидовым [208, 227], выделившим три диапазона, в кото­
рых происходит передача количества движения к океану: ветро­
вые волны (Ю 1 м), приливные и инерционные колебания ( 104 м)>
синоптические неоднородности атмосферы (10е м ). Ограничение
круга процессов, рассмотренных в [227], энергоснабжением (сиречь— взаимодействием) позволяет уж е найти соответствие вре­
менных
масштабов
пространственным. Однако такое видение
взаимодействия как раз и грешит тем, о чем говорилось выше:
его обеднению за счет исключения из рассмотрения его главной,
тепловой стороны, которая вносит существенную неоднозначность
в определение соответствия пространственных и временных м ас­
штабов. Так, указываемые авторами [407] пространственные м ас­
штабы сезонной изменчивости 3000 км по долготе и 1000 км по
широте близки или пересекаются с масштабами синоптических
процессов. Сама задача совместного рассмотрения пространствен­
ных н временных масштабов становится очень сложной из-за не­
выполнения условия эргодичности для процессов в океане и в ат­
мосфере, не говоря уж е о процессах взаимодействия м еж ду
ними.
Попытаемся тем не меиее перечислить основные масштабы
взаимодействия океана и атмосферы. В первую очередь — это про­
цессы климатического взаимодействия, определяющие глобаль­
ные энергетические потенциалы земной климатической системы.
К ним относятся колебания с периодами от нескольких лет до
8
десятилетий, охватывающие всю Землю и включающие взаимо­
действия отдельных океанов, Северного и Южного полушарий,
низких и высоких широт. Важнейшим механизмом климатического
взаимодействия является межширотпый и межокеанический транс­
порт тепла, обеспечиваемый меридиональной циркуляцией в кон­
вективных атмосферных и океанских ячейках, а такж е нарушения
его симметрии, формирующие глобальную энергоактивиость це­
лых акваторий Мирового океана. Очень большая и сложная
группа процессов связана с сезонным взаимодействием океана и
атмосферы, в процессе которого формируется годовой ход и крат­
ные ему гармоники параметров океана и атмосферы — самый за ­
метный диапазон частот в спектрах гидрометеорологических про­
цессов. Важнейшими следствиями сезонного взаимодействия
являются тепловлагообмен океанов и континентов и эиергоактивность
акваторий, приуроченных к границе океан— континент,
а важнейшими количественными характеристиками — фазовые
рассогласования годового хода океанских и атмосферных пара­
метров. Синоптическое взаимодействие атмосферы и океана вклю­
чает очень широкий диапазон масштабов: от структурных особен­
ностей атмосферных образований и океанских фронтов ( 104 м)
до размеров самих образований ( 10е м) и от времени прохож де­
ния атмосферных фронтов ( 104 с) до периодов взаимодействия
с океаном не только отдельных барических образований, а целых
типов атмосферной циркуляции (10е с ). Сюда попадает и цикл
обращения атмосферной влаги (7— 10 сут), и возникновение и
развитие неустойчивостей струйных течений в океане и в атмо­
сфере. В ходе синоптического взаимодействия формируется ко- ,
роткоперйодная локальная энергоактивиость относительно неболь- '
ших акваторий, следствием которой является не только высокая
интенсивность процессов в климатических энергоактивных обла­
стях, но и их высокая изменчивость. Наконец, мелкомасштабное
взаимодействие включает процессы с периодами 10- 1— 103 с и
пространственными масштабами 10- 2— 103 м, В ходе мелкомас­
штабного взаимодействия обеспечивается непосредственный о б ­
мен теплом, влагой и импульсом на границе океан— атмосфера и
формируется сильная перемежаемость пограничных слоев взаимо­
действующих сред.
Область наших интересов определяется крупномасштабным
взаимодействием океана и атмосферы, под которым будут пони­
маться процессы сезонной и межгодовой изменчивости. Среди всех
процессов крупномасштабного взаимодействия нами главным об­
разом будут исследованы процессы передачи и трансформации
тепла, поэтому в дальнейшем речь преимущественно будет ве­
стись о крупномасштабном тепловом взаимодействии в системе
океан— атмосфера. Определяя круг своих интересов крупномас­
штабным взаимодействием, тем не менее невозможно ограничиться
рассмотрением какого-либо узкого диапазона временных масшта­
бов, тем более рассматривать отдельно каждый из них — слишком
сильны взаимовлияния процессов с различными периодами, что
9
дел ает общ ую энергетику взаимодействия очень сложной. Ска­
занное в первую очередь относится к межгодовым изменениям
параметров сезонного хода и к сезонной модуляции синоптиче­
ской изменчивости, когда в зависимости от сезона не только и з­
меняется интенсивность процессов и дисперсии, но и происходит
существенная перестройка структуры синоптических колеба­
ний, что отраж ается в эволюции спектров и функций распреде­
ления.
При кратком анализе масштабов процессов взаимодействия
мы
несколько
раз
упомянули термины «энергоактивность»,
«энергоактивные области». Последний вынесен в заглавие книги.
Мысль об очаговом характере теплообмена океана и атмосферы
высказывалась еще в [296], где на примере Северной Атлантики
были выделены очаги взаимодействия, отвечающие максимумам
обмена, проявляющимся на картах турбулентных потоков тепла и
испарения, а такж е теплового баланса [17, 40]. Автором
[300]
такж е выделялись районы Северной Атлантики, информативные
с точки зрения долгосрочной предсказуемости состояния атмо­
сферы
над
Европейским континентом, в общем совпадающие
с выделенными в [296]. В середине 70-х годов Г. И, Марчуком и
Ю. Н. Скибой [192, 193] была выполнена постановка сопряженной
задачи для модели термического
взаимодействия
атмосферы
с океанами и континентами и ее численный расчет. Авторы, ис­
ходя из того, что облачность и морские течения являются эф фек­
тивными регуляторами с обратной связью процессов переработки
постоянного потока солнечной радиации в притоки тепла к атмо­
сфере, анализировали задачу, сопряженное решение которой свя­
зывалось с прогнозируемым функционалом от аномалии темпе­
ратуры и трактовалось как функция влияния, характеризующая
область влияния вариаций исходных параметров во всем простран­
стве на изменение функционала от аномалии температуры в вы­
бранном
районе.
Численные эксперименты позволили выявить
локальные районы на акватории Атлантики и Тихого океана, ха­
рактеризующиеся максимумами функции влияния и своими пе­
риодами проявления этого влияния. Эти результаты позволили
Г. И. Марчуку [218] сформулировать концепцию энергоактивных
зон Мирового океана, которая стала методологической основой
наблюдательной части программы «Разрезы» — одного из наибо­
лее крупных советских естественно-научных проектов, имеющих
целью исследование роли океана в короткопериодных колебаниях
климата. В [218] выделялось 10 энергоактивных областей (Э А О ),
регулярные наблюдения в которых могли обеспечить физически
непротиворечивую постановку численных экспериментов с крупно­
масштабной моделью взаимодействия в целях долгосрочного
прогноза.
В работах [4, 21, 24, 43, 237] было дано феноменологическое
описание отдельных ЭАО, в [155, 156] обнаружены проявления
ЭАО в полях дисперсий радиационных характеристик океана и
атмосферы, в [27, 28, 59] проведены количественные оценки пото­
10
ков тепла в этих областях. Эти и многие другие результаты з а ­
ставили рассматривать
ЭАО не только как методологический
наблюдательный элемент, но и как специфические океанологиче­
ские объекты, выступающие механизмами регулирования энерго­
превращений в системе океан— атмосфера. Именно с такой точки
зрения они и анализируются в этой монографии,
В ходе изучения физики крупномасштабного взаимодействия
к анализу всей совокупности процессов сложились различные под­
ходы. Попробуем конспективно охарактеризовать наиболее значи­
тельные физические концепции, не разделяя при этом резуль­
таты по принадлежности к тому или иному методу изучения,
будь то эксперименты с крупномасштабной математической мо­
делью или оригинальная обработка архивных данных наблю ­
дений.
В рамках направлений, базирующихся на гипотезе о полицикличностн геофизических процессов, вся совокупность процессов
взаимодействия представляется квазизамкиутьгми по энергетике,
имеющими различную физику циклами разной длительности. П е­
ред исследователями здесь встают задачи не только выделения
различных циклов в природных процессах, но и описание энерге­
тики явлений, связанных с этими циклами, в первую очередь
циклических превращений энергии.
Более 150 лет назад начала свое развитие новая наука — тер­
модинамика. Это начало было положено вышедшей в П ариж е
в 1824 г. книгой французского инженера Санди Карно «Р ассу­
ждения о движущей силе огия и о машинах, способных развивать
эту силу», в которой впервые высказывались физические с у ж д е ­
ния о тепловых машинах, формулировался принцип, известный
ныне как второй закон термодинамики. В
этой
х<е работе
С. Карно была высказана гениальная мысль об универсальности
в природе и человеческой деятельности принципа превращения
энергии из одного вида в другой: « ,. .чтобы рассмотреть принцип
получения движения из тепла во всей полноте, надо его изучить
независимо от какого-либо агента, надо провести рассуждения,
приложимые не только к паровым машинам, но и ко всем мысли­
мым тепловым машинам, каково бы ни было вещество, пущенное
в дело, и каким бы образом на него не производилось воздейст­
вие». После работы Карно началось успешное развитие терм оди­
намики, хотя сама его книга не получила долж ной оцеики в то
время. У ж е в XIX в, были сформулированы основные теоретиче­
ские постулаты, рассмотрены важнейшие проблемы обратимости
и равновесности, ученые и инженеры изобретали все новые виды
тепловых машин с разными способами подвода и отвода тепла.
Однако понадобилось более в ек а— 113 лет (человечество за это
время почти подошло к созданию атомных реакторов), — чтобы
«рассуждения, приложимые ко всем мыслимым тепловым маши­
нам», были соотнесены с природными климатическими процес­
сами: в 1937 г. появились публикации В. В. Ш улейкина о при­
родных тепловых машинах [184], которые стали первым физиче­
II
ски обоснованным толкованием многообразия крупномасштабных
полициклических процессов в климатической системе.
В.
В. Шулейгшным [326] выделено четыре рода природных
тепловых машин (П Т М ), ПТМ I рода работает на тепловом кон­
трасте экватора и полюсов, выступающих в качестве нагревателя
и холодильника. ПТМ II рода определяет обмен воздушными м ас­
сами м еж ду океанами и континентами посредством муссонной
циркуляции. Были выделены также ПТМ III и IV родов, р або­
тающие в стратосфере, которая круглый год холоднее над океа­
нами, чем над континентами. Энергетическим источником ПТМ
III рода является воздействие теплового излучения на воздушные
массы стратосферы. Аналогично функционирует и ПТМ IV р ода,
связанная с тем, что охлаж дение стратосферы сильнее над эква­
тором, чем в высоких широтах.
Режим работы перечисленных тепловых машин В. В. Ш улейкин и назвал климатом. Дальнейшие исследования показали на­
личие ряда новых циклических механизмов формирования кли­
матических условий сродни описанным. Самим В, В. Шулейкиным
была обнаруж ена ПТМ V рода, связанная с развитием и эволю ­
цией тропических циклонов [327], Близка по структуре к атмо­
сферной океанская ПТМ I рода, обеспечивающая меридиональный
перенос масс и тепла. На возможности такого переноса впервые
указывали А, Гумбольдт [96] и Э. Ленц [181], предсказавшие по
немногочисленным наблюдениям подъем глубинных вод у эква­
тора и опускание поверхностных вод в районах субполярного
фронта. В океане отсутствует аналогичная атмосферной ПТМ
II рода, однако сезонная цикличность отчетливо
проявляется
в колебаниях сезонного термоклииа, для которого атмосфера по­
переменно
является
холодильником и нагревателем. Вопросы
энергоснабжения верхнего квазиоднородного слоя (ВК С) и коле­
баний сезонного термоклина подробно разбираются в [142, 204J
и будут нами затронуты в соответствующих главах, как и цик­
личность в процессах взаимодействия океанскнх круговоротов
с
атмосферой.
Особой колебательной структурой в системе
океан— атмосфера, имеющей черты ПТМ, является валкеровская
циркуляция, непосредственно связанная с Южным колебанием,
которое выражается в изменении масс воздуха меж ду восточным
и западным полушариями в тропиках и субтропиках Тихого оке­
ана. М ожно назвать много работ, посвященных анализу годового
хода, двухлетней цикличности и ее нарушениям, модуляции коле­
баний в системах океанских течений и т. д. Сюда ж е относятся
и многие модельные работы, авторы которых используют детерми­
нированное описание дл я начальных и граничных условий и для
функций источников.
Развитие геофизики позволило обнаружить многие важные
особенности взаимодействия, не укладывающиеся в гипотезу
о полицикличности процессов или достоверно не описываемые на
количественном уровне в рамках такой гипотезы. На современ­
ном уровне информационного обеспечения исследований взаим о12
действия
оказалось невозможным выделить отдельные циклы
смены
индивидуальных
состояний земной климатической си­
стемы. Эти обстоятельства положили начало многочисленным на­
правлениям, связанным со статистическим подходом к проблеме
изменений климата и взаимодействия океана и атмосферы. Здесь
интересно заметить,
что термодинамика, о которой шла речь
выше, в начале XX в., почти через 80 лет после своего возникно­
вения, пережила второе рождение: стала развиваться статисти­
ческая термодинамика, начало которой было положено двумя
трудами, вышедшими в 1901 г.: статьей М. Планка [504] о распре­
делении энергии теплового излучения и работой Д ж . Гиббса [405]
«Элементарные принципы статистической механики, разработан­
ные со специальным применением к рациональному обоснованию
термодинамики».
В рамках статистического подхода получены значительные ре­
зультаты в части анализа трендовых изменений интегральных па­
раметров океана и атмосферы, а также их взаимодействия [51,
82, 128, 235, 241], исследована чувствительность атмосферных ха­
рактеристик к долгопериодным океанским возмущениям [230, 236,
415], построена теория подобия планетарных атмосфер [17], мно­
гие выводы которой активно используются при моделировании
земного климата. В течение последних двух десятилетий был до­
стигнут прогресс н в области динамико-стохастического модели­
рования взаимодействия океана п атмосферы, развитого в основ­
ном благодаря работам К. Хассельмана [415, 416].
Право на существование такому подходу даю т некоторые ре­
зультаты статистической обработки весьма длинных рядов гидро­
метеорологических элементов [229, 240, 241], показывающие мо­
нотонность функций спектральной плотности этих рядов {без го­
довой составляющей), В работах [241, 242] анализировались очень
разнородные ряды климатических параметров, причем спектраль­
ным анализом в них не было обнаружено значимых пиков на тех
или иных частотах. Б работе [229] по большому числу данных
построены спектры аномалий температуры воды, которые на пе­
риодах от 20 сут до 3 лет имеют вид «красного» шума. Построе­
ние авторегрессионных моделей для рядов аномалий темпера­
туры воды в [229] дало, что модель авторегрессии первого порядка
является оптимальной для более чем 60 % рядов.
Перечисленные экспериментальные результаты подкрепляют
гипотезу Хассельмана [415] о возбуждении океана короткопери­
одными нерегулярными колебаниями в атмосфере. Эта гипотеза
основана на неподобии спектров океанической и атмосферной из­
менчивости в диапазоне частот от одного цикла в месяц до одного
цикла в несколько дней [304]. Спектр изменчивости атмосферных
параметров в этом диапазоне частот имеет вид «белого» шума.
Тогда приходится говорить, выражаясь терминами [229], о «крас­
ношумной» реакции океана на «белошумное» воздействие атмо­
сферы. Близкие идеи о вероятностной природе климатической из­
менчивости высказывались ранее Т. Митчелом [482, 483]. Такая
13
гипотеза
стала основой для создания д и н а мнко -сто х аст ичес ко й
модели колебаний климата [241, 242], Развитие этого направле­
ния можно найти в работах [396, 397, 530, 531, 593]. Численные
решения таких моделей иллюстрируют возможность возникнове­
ния крупномасштабных аномалий температуры поверхности сто­
хастическим погодным возбуж дением . Развитие этого направле­
ния
позволило получить в настоящее время значительные ре­
зультаты в области физики климата и сформулировать другое
определение климата, данное А. С. Мониным [207] и считающееся
классическим, когда климат определяется как статистический ан­
самбль состояний, проходимых климатической системой за пери­
оды времени в несколько десятилетий, т. е. как многокомпонент­
ное случайное поле.
Авторы
не
ставили
своей
задачей
противопоставление,
названных подходов к исследованию крупномасштабного взаимо­
действия в системе океан— атмосфера. Такая задача была бы
неблагодарной по ряду причин. Во-первых, бессмысленно искать
противоречия там, где их не существует. Оба подхода не проти­
воречат, а скорее дополняют друг друга, преследуя общую цель —
достоверное количественное описание физических процессов круп­
номасш табного взаимодействия. Во-вторых, такое разделение п од­
ходов достаточно условно, и многие современные работы трудно
однозначно отнести к тому или иному направлению: они часто
используют результаты, полученные в рамках обоих подходов, что
и свидетельствует о взаимном дополнении последних. Наконец,
видимо, этими подходами не исчерпывается все многообразие в оз­
можностей изучения крупномасштабного взаимодействия.
Мы видели свою задачу в том, чтобы найтн пути к преодоле­
нию указанных выше противоречий сложившейся системы пред­
ставлений о крупномасштабном
взаимодействии.
Естественно,
этого не удалось достичь в полной мере ло всем аспектам изучае­
мой проблемы. Более того, ряд аспектов крупномасштабного взаи­
модействия, вольно или невольно, остался за пределами нашего
внимания. Тем не менее, мы думаем, книга будет полезна океа­
нологам, метеорологам и геофизикам, связанным в своей работе
с проблемами крупномасштабного взаимодействия океана и ат­
мосферы.
ГЛАВА 1
Основные энергетические источники
системы океан — атмосфера
В этой главе мы очень кратко остановимся на основных энер­
гетических источниках системы океаи-—атмосфера и попытаемся
сопоставить некоторые энергетические потенциалы для Мирового
океана. Ввиду того что мы изучаем тепловое взаимодействие,
важно
установить
соотношение между тепловыми, динамиче­
скими, биологическими и геохимическими энергетическими потен­
циалами. Далее мы попытаемся очень кратко проанализировать
радиационные процессы в системе океан—атмосфера и охаракте­
ризовать роль этих процессов в формировании основных энерге­
тических потенциалов взаимодействующих сред. Конспективность
изложения отнюдь не означает,
что авторы
недооценивают
важности радиационной энергетики для крупномасштабного взаи­
модействия. При необходимости мы будем отсылать читателя
к обширной библиографии по этому вопросу, в первую очередь
монографического характера. Только в последние годы появилось
несколько прекрасных книг [42, 129, 153, 155, 156, 225, 298, 301,
302], освещающих эту проблему с самых различных точек
зрения.
1.1. Глобальные энергетические потенциалы
некоторых процессов б Мировом океане
В водах океана и в процессе взаимодействия океана и атмо­
сферы протекают разнообразные физические, химические и биоло­
гические процессы, характеризующие обмен свойствами и преоб­
разования энергии. Попробуем обобщить энергетические оценки
отдельных процессов, протекающих в системе океан— атмосфера.
Представим оценки энергетических потенциалов в виде коло­
нок показателей степеней при основании десять (рис. 1.1). Левая
колонка будет характеризовать основные потенциалы, а также
статьи прихода и расхода энергии за 3 млрд лет, т. е. за то
время, когда в океане господствовали окислительные процессы,
что имеет место и в настоящее время, согласно Богорову [29].
Полная энергия вод океана может быть оценена как энергия
массы покоя по формуле Эйнштейна E = M C z t
где А 1= 1,4Х
ХЮ21 кг— масса океанических вод, С = 3 - 1 0 в м/с — скорость
15
—Знервия массыясмя Ss8
3#4p&it8 пэступиЗшггг смнечясго
Йг
”
S t t s p e i ti , ы т р а ч м ы й ъ н а
:,3ii£SilDWlf7
£pi?
25JritfrZtt* ipc/vta, rhKmjffnt$* - A s ia
vtjres д н а
25-
£#рвди теплового контраста
•ъьЭьергйИ жим.РдгятеяъH?£trnl tip ta h 'U JM Jd
Энергия flomynuSutzeo ewww*
Яшиого млдчемия
3k\2£tfflt Л&гпрЗЧёанй# Hiг
испарение
*" А М е щ и а т ? л л а т е ч е н и я м #
нереия T j ат рп чянн а я ый
-»■.-вдуде
n 1ё ч е н ь й
— ■ P rt'fjo w /ff, r f i l W W M i f
3 &/QSW-
23fitrts 0A?5rtfCJf
Stfe/witf й р з щ е ч и ?
$эЗ
JfAtf/wa1*Л7s n j U i f o w
кочт -
p z : t n v B o3
"
конт раст а
Ы Л $2 0 3 * р 2 & !# и Я
22
25-
_ 3 H ip M G п о д н я т и й 3 а т м о ^
ctpipa Sjjn3if
21'
_ Энергия тепла, постукав^
2( -
~ u j i s o чер ? 5 д н о
20-
21 -
20S tis p g u n , $6& 8в$Ьж & а*М 89
* j-зри сяаяаняа ягопла&с
13*
19_
д цяз& ргнцизщ ш
t h is tifH O c m u
^ З я е я & м , с З з№ * /№ 3 $ & и о -
fS -* ~4гнно1к осздлах
13-
_ энергия
нйш
нв.
урвйнв
Энергия Л и ж е н и я З о э д у х а
- *- 8 а т м о с ф е р е
_*.Э н е р ги я ж ц ш й м и ю д ь н э & т г
Qp&HUSMOS
Энергия, переВаннця сн&аиу
вариациями зтмшхщрнзга д Ь З ^ е н а я
Энергия; /к т е р я т а я 3 прь'Яэйя&х
-р-8олкпх
' Знергия, рассеянная 8 прияиЗнш
^ Золнах
- — Энергия фг&немасмтабн&х д$ижгм&
^ Эн?ргхя, язсящпяю щ оя от бзтра
.
Зяерги£,диссилирре1*аа в генеральных гиякемох стДОде Рис, 1.1. Оценки некото­
$хер№& дифференциации м ш
ноот и
■* Энергия, рассеянная 3 d:,wox за счет ёмкости
. — Энергия крупномасштабны*
L
d Suvesw O
рых энергетических по­
тенциалов
Мирового
океана.
света. Соответственно получаем 1,2- I033 Д ж. Аналогичная оценка
для атмосферы дает 4,8 • 1035 Дж. Поступление энергии к водам
океана от Солнца в виде излучения за 3 млрд лет составило
2,7- 10®3 Дж, что дает за год 9- 10й3 Д ж . Эта оценка получается
исходя из значения солнечной постоянной 1,8-101Т Д ж , альбедо,
примерно равного 0,30, и поглощения океаном примерно одной
четверти оставшейся доли радиации [207]. Преобладающая часть
солнечной энергии
расходуется
на испарение воды — 8 Х 1
ХЮЙ Дж/год, что за 3 млрд лет составляет 2 ,4 - 1033 Дж. Эта
энергия затрачена на поддержание основного круговорота вод на
поверхности Земли,
обновление вод в гидросфере суши и
проявляется в процессе глобального синоптического цикла
влаги.
.
Источником энергии для вод океана служит также тепло, вы­
деляемое Землей в процессе происходящего в ней радиоактивного
распада веществ. По А. П. Виноградову [50], за время существо­
вания Земли выделилось 1031 Дж, что в среднем за год состав­
ляет 2 ■1021 Дж,
Появление жизни на Земле привело к тому, что солнечная
энергия стала активно усваиваться организмами и к процессу
рассеяния энергии в неживых механических системах добавился
принципиально новый процесс накопления энергии. В. Г. Богоровым [29] приведены расчеты количества энергии и вещества в жи­
вом населении океана. Опираясь на полученный О. И. КобленцМишке средний для Мирового океана коэффициент утилизации
энергии фитопланктоном
(0,04% , или 4* 10го Д ж /год), Богоров
[29] указывает, что за время идущего в океане фотосинтеза свя­
зано эиергии в миллион раз больше, чем суммарная годовая энер­
гия солнечной радиации, падающая на поверхность океана, т. е.
около l- l O 3* Дж. Эта энергия первоначально накапливается
в первичном органическом веществе водорослей и многократно
используется на разных трофических уровнях обитателями всей
толщи вод. Только 0,2 % этой утилизованной энергии поступает
в биогенный осадок и дает начало геологическим процессам. Та­
ким образом, энергия, накапливаемая в биогенных осадках оке­
ана, характеризуется значением 2- 101S Дж/год, что за 3 млрд лет
составляет б • 102т Д ж . Органического вещества в биомассе Ми­
рового океана содержится 5 ,6 - 10э т, в продукции — 70 - 10й т,
а золы соответственно 3*10° и 51- 10® т. Вулканы, через которые
глубинное вещество земной коры выходит на поверхность, что
определяет темпы обмена вещества в земной коре, выбрасывают
в год 3* 109 т породы [169]. Человечество извлекает из Земли
(50 — 70) • 109 т горных пород в год, из которых примерно 10 %
[ (5 — 7) • 10® т] используются в виде угля, нефти,
металлов
и т. д. При сжигании топлива ежегодно высвобождается энергия,
равная (4 — 5) • 1010 Д ж , а современное суммарное потребление
энергии человечеством составляет около 4,2- 1020 Дх:/год, причем
каждые 20 лет это количество удваивается. При таких темпах
развития энергетики через 50— 100 лет освобождаемая человече­
2
Загспз N i IS
17
ством энергия станет соизмеримой с энергией, участвующей в гло­
бальных климатических процессах Земли. А если иметь в виду
каталитические свойства ряда выбрасываемых в окружающую
среду веществ, то следует предвидеть более близкую перспективу
влияния антропогенного фактора на особенности перераспределе­
ния и трансформации солнечной энергии на земном тар е. Б от­
личие от естественных природных факторов, в зависимости от
которых климатическая система испытывает колебания около
среднего положения, антропогенные факторы могут вызывать на­
правленные изменения элементов среды [10, 42, 51, 153]. Таким
образом, сопоставление энергии, накапливаемой на Земле и рас­
ходуемой человеком, показывает, что человечество по этому важ­
ному показателю сравнялось с производительностью природных
процессов, и это является одним из важнейших факторов совре­
менного этапа взаимодействия природы Земли и человеческого
общества.
Обратимся теперь к оценкам тепловых и динамических потен­
циалов Мирового океана, приведенным в левой колонке на
рис. 1,1. Энергия теплового контраста вод Мирового океана со­
ставляет (4 — 5) • lO24- Д ж , энергия наклона уровня океана ЗХ
X 1021 Д ж , энергия дифференциации плотности— (4 — 5) • 10шД ж ,
а энергия контраста солесодержания — (1 — 2) ■Ю21 Дж. Энер­
гия теплового контраста вод Мирового океана оценена по разли­
чию энтальпии в верхнем, 1000-метровом слое воды между зо ­
ной «теплых» вод от 30° с. ш. до 30° ю. ш. и зоной «холодных» от
30 до 60° широты северного и южного полушарий. Рассчитав
разности содержания солей «теплых» и «холодных» вод по океа­
нам и переведя их в затраты энергии на испарение воды (путем
выравнивания содержания солей за счет добавления пресной
воды), мы получили близкие к разностям тепловых потенциалов
значения энергий,' отвечающие различию солесодержания. Ниже,
при обсуждении различий Тихого и Атлантического океанов мы
увидим, что средняя соленость Атлантики на 0,3 % выше средней
солености Тихого океана. Оказывается, что именно эта разность
солености представляет собой наибольшую энергетическую раз­
ность потенциалов в Мировом океане. Ей соответствует энергия
7- 10н Дж, которую необходимо было бы затратить на избыточ­
ное испарение над Атлантическим океаном, обусловившее его от­
носительное осолонение. В главе 4 будет показана необходимость
меж океанского переноса тепла и солей между Атлантикой и Ти­
хим океаном. Если допустить, что межокеанского переноса соли
нет, то при существующем пресном балансе вод Атлантического
океана за 100 лет его соленость увеличится на 0,35 %о и, таким
образом, разность между соленостью Тихого и Атлантического
океанов удвоится.
Энергия наклона уровня (рис. 1.1) оценена нами из превыше­
ния на один метр высоты уровня в низких широтах над уровнем
в высоких широтах. Условно воды океана разделены на две рав­
ные части со средними высотами уровней, отличающимися на
18
один метр. Отсюда следует, что центр тяжести «высокой» воды
поднят на полметра по отношению к «низкой». Дополнительная
работа но подъему центра тяжести принята за потенциальную
энергию наклона уровня. Энергия дифференциации плотпосгн вод
океанов оценена по различиям плотности в верхнем 2-километро­
вом слое двух равных объемов вод, условно отвечающих «тяже­
лым» и «легким» водам. Центры тяжести этих масс находятся
иа одном уровне, а веса их разные. Работа, необходимая для
подъема добавочного веса на уровень центра тяжести, принята
за потенциальную энергию дифференциации ллотностн вод. Ниже
нами будут приведены оценки доступной потенциальной энергии
океана и атмосферы, которые дополняют картину энергетических
потенциалов.
Энергия вращения вод океана вместе с Землей оценена, ис­
ходя нз средней скорости 200 м/с, и составляет 3 ’ 10м Д ж . Наи­
большая линейная скорость иа экваторе— 460 м/с, а на широте
30° она равна 230 м/с. Движения измеряются в океанах относи­
тельно системы отсчета, связанной с поверхностью Земли. Физи­
ческий смысл этой относительности выражается параметрами по­
добия— числами Россби и Кибеля.
В двух правых колонках на рис. 1.1 приведены энергии, ха­
рактеризующие работу за год. Первая из них отражает роль
тепловых процессов. Главная часть приходящей радиации расхо­
дуется на испарение, а в самом океане выравнивание теплового
потока происходит за счет адвекции тепла течениями, составляю­
щей 1 ■102* Д ж /год [328], Для сравнения: потенциальная энергия
поднятой в атмосфере влаги составляет 1022 Д ж , а кинетическая
энергия атмосферных движений — 1021 Д ж [206].
Правая колонка отражает энергетику механических процес­
сов. Энергия крупномасштабных движений, равная I • 1013 Д ж ,
приведена по А. С. Монину [207]. Энергия, рассеиваемая в вол­
нах за счет вязкости, составляет 3- 1018 Д ж , а энергия, теряемая
за счет разрушения прибоя, — 6- Ю10 Д ж [168]. Энергия диссипа­
ции приливных движений оценивается по [190] в 1 ■10ио Д ж ,
а энергия, поступающая от ветра, равна 1 * Ю10 Д ж [207]. Кине­
тическая энергия среднемасштабиых течений (1 • 101Э Д ж ) оце­
нена, исходя нз характерной средней скорости мезомасштабных
течений, равной 10 см/с. Оценка механической энергии, переда­
ваемой океану вариациями атмосферного давления, получена
двумя путями [169, 176] и составляет 1 - 10го Д ж . Во-первых, та­
кая оценка получается нз анализа энергии среднемасштабиых
наклонов уровня, а во-вторых — из рассмотрения сил, приложен­
ных к уровню океана со стороны градиентов атмосферного давле­
ния [176],
Таким образом, к основным энергетическим потенциалам Ми­
рового океана относятся
потенциал
органического
вещества
в осадках Мирового океана, потенциалы теплового и солевого
контрастов вод, в том числе межокеа некий потенциал солесодержаппя. Главными источниками всех процессов в океане и атмо­
2*
19
сфере являются тепловые источники (в первую очередь Солнце),
а энергетика тепловых процессов на несколько порядков превос­
ходит энергетику процессов динамических.
Рассмотрение общей энергетической картины процессов в оке­
ане способствует пониманию роли среднемасштабных процессов
в ней. Кинетическая энергия среднемасштабных процессов при­
мерно на порядок больше кинетической энергии крупномасштаб­
ных. Энергия среднемасштабиых наклонов уровня больше чем на
порядок превышает энергию крупномасштабной дифференциации
плотности.
Поступление механической энергии от атмосферы
к метеоприливам примерно равно энергии, получаемой океаном
от прил ивоо б р азу ющ их. сил. Менее изучены процессы энергооб­
мена в океанической и атмосферной средах в зависимости от мас­
штаба и характера процессов. Нет убедительных данных о харак­
терных периодах преобразования энергии из одного вида в дру­
гой в водах океана. Хотя и общепризнано, что главная энергия
океана и атмосферы — тепловая, а главные потенциалы— контра­
сты энтальпии, пока нет достоверных оценок времени формиро­
вания этих контрастов и темпов передачи энергии разным видам
движений.
Крупномасштабный контраст теплозапаса в океане намного
превосходит как потенциальную энергию наклона уровня, так и
энергию плотности ой дифференциации вод. Сами тепловые разли­
чия вод, как правило, формируются иа больших пространствах и
сопровождаются плавными пространственно протяженными дви­
жениями конвективного типа. В неравномерно прогретых водах
с меняющимися в пространстве плотностями существуют гори­
зонтальные градиенты, которые могут быть и источниками ло­
кальных движений. В таких случаях в них переходит часть до­
ступной потенциальной энергии. Если при ее вычислении исхо­
дить из разности запасов потенциальных энергий двух соседних
равных объемов с разными плотностями в верхних частях, то для
всего океана мы приходим к той оценке, которую ранее опреде­
лили, как энергию дифференциации плотности, т. е. к 101а—
1019 Д ж. Возраст вод верхнего слоя океана (s^lOOO м) оценива­
ется 10—20 годами [309]. Из сопоставления энергии теплового
контраста вод океана и контраста поступления солнечной энергии
к теплым и холодным водам океана [ (1—3) - 10ЕЗ Дж/год] следует,
что для накопления этого контраста необходимо примерно 10—
15 лет. Тогда можно ориентировочно принять, что основные черты
плотностной дифференциации верхнего слоя сформируются за
10 лет. Десятая часть этой энергии ежегодно передается механи­
ческим движениям океана. Следовательно, ежегодное поступле­
ние энергии в результате бароклинной неустойчивости ориентиро­
вочно следует оценить примерно в 10ш Дж.
Процессы взаимодействия океана и атмосферы являются глав­
ными факторами формирования энергетических потенциалов вод­
ной и воздушной оболочек и имеют огромное значение для транс­
формации энергии и обмена веществ в природной среде.
20
1.2. Процессы трансформации солнечной радиации
в системе океан—атмосфера
Отправной точкой рассмотрения радиационной энергетики си­
стемы океан— атмосфера является внеатмосферный интегральный
поток солнечной радиации, приведенный к среднему расстоянию
между Землей и Солнцем, называемый солнечной постоянной и
колеблющийся в пределах . 1322— 1428 Вт/м2. Подавляющая часть
энергии солнечного излучения лежит в области длин волн 0,3—
0,5 мкм. Исследованию солнечной постоянной полностью или ча­
стично посвящено большое количество работ обзорного и моно­
графического характера [153, 154, 308, 456, 457]. Во многих из
них ставится под сомнение постоянство во времени солнечной по­
стоянной. Обработка длинных временных рядов высокогорных,
самолетных, аэростатных и спутниковых наблюдений показала
Условность этого термина. Так, ЮОО-суточный ряд наблюдений
дал максимальный размах изменчивости 6,18 Вт/м2 при среднем
значении 1372 Вт/м2 [428]. В [154] для средневзвешенного значе­
ния солнечной постоянной за период 1969— 1981 гг. получено
1367,6 Вт/м2 при погрешности 0,3 %, а в [207] называется на 1 %
меньшее значение— 1353 Вт/м2. Кстати, однопроцентное измене­
ние солнечной постоянной, согласно результатам численного мо­
делирования [373], соответствует изменению средней глобальной
температуры па один градус. Солнечная постоянная испытывает
короткопериодпые и долгопериодные изменения. Например, ее
спад в 1980 г. составил 0,04 % [154]. Регрессионный анализ по­
зволил установить тренды уменьшения солнечной постоянной
0,0255 % (0,049 %' по другим данным) в год [154]. Отмечается
корреляция короткопериодных спадов с числом солнечных
пятен.
Глобальные последствия для энергетики взаимодействия оке­
ана и атмосферы при малых изменениях солнечной постоянной
эффективно исследуются с помощью малопараметрнческих моде­
лей. Так, в [60] изменение солнечной постоянной на 1 % приво­
дило к переходным процессам в климатической системе, которая
приходила в повое равновесное состояние за 3— 5 лет, причем этот
период для сушн был меньше, чем для океана.
Часть приходящей на верхнюю границу атмосферы радиации
отражается системой З ем л я— атмосфера в космическое простран­
ство, другая часть поглощается. Сама система Земля — атмосфера
также излучает в космическое пространство поток радиации. Та­
ким образом, радиационный баланс на верхней границе атмо­
сферы может быть определен как
Яг л- M l
(1.1)
где /о — падающая радиация; А о — альбедо системы Зем ля— ат­
мосфера; /?,* — уходящее длинноволновое излучение на верхней
границе.
21
Определению альбедо системы Земля — атмосфера, характе­
ризующему количество уходящей коротковолновой радиации, по­
священы в основном исследования, использующие спутниковые
измерения, хотя существуют сообщения о косвенном определении
альбедо по фотометрированию пепельного света Луны [22, 25,
425]. Спутниковые измерения альбедо начались в 60-х годах и
имеют уже почти 30-летнюю историю. Вопросы технологии обра­
ботки спутниковых измерений рассмотрены в монографиях [155,
156, 389]. Средние значения альбедо системы Земля — атмосфера
0,25 — 0,33 в зависимости от сезона, среднее годовое значение
&
0,29. Данные [564] свидетельствуют о том, что альбедо Се­
верного полушария примерно на 3,5 % выше, чем Южного. Опре­
деляющую роль в формировании альбедо- играет глобальная об­
лачность, на долю которой приходится, согласно [532], « 6 6 %
отражательной способности системы.
Безоблачная
атмосфера
обеспечивает примерно 22 % отражения за счет молекулярного
и аэрозольного рассеяния, и еще 12 % приходится на долю под­
стилающей поверхности. Меридиональное распределение альбедо
системы Земля — атмосфера характеризуется увеличением значе­
ний от 0,22—0,24 в низких широтах до 0,50— 0,60 в высоких [155].
Сезонные изменения проявляются в увеличении глобального аль­
бедо в зимние месяцы и уменьшении в летние. Альбедо системы
Земля — атмосфера несколько выше над сушей, чем над океанами.
Указанные закономерности географического распределения свя­
заны с альбедоформирующими факторами, такими, как зенитные
углы Солнца, наличие снежно-ледяных покровов и облачности.
Определяющая роль последней приводит к необходимости рас­
смотрения альбедо отдельных облачных систем. Так, в [155] для
облаков St, Sc приводятся значения 0,75—0,80, а для облаков
среднего и верхнего ярусов (Ac, Ci) 0,56—0,67. Роль аэрозолей
в формировании глобального альбедо определяется количеством
и радиусом частиц субмикронной фракции (0,1— 1,0 мкм) [191],
которые определяют оптическую толщину. В [268] показано, что
аэрозольный ореол вокруг облаков может увеличивать альбедо
облачного слоя на 5— 10 %.
Наиболее сильно меняется альбедо подстилающих поверхностей
Лй. Подробные обзоры этой проблемы можно найти в [42, 155,
156, 308]. Океан в среднем обладает значительно более низким
альбедо, чем суша. Значения А 3 для океана меняются в пределах
0,05—0,45, причем внутри 60° с. и ю. ш. эти изменения составляют
0,05—0,20. Для областей суши наибольшие альбедо (0,4—0,8)
отмечаются .для снежно-ледяных покровов, а наименьшие (0,15—
0,25) — для таежных лесов средней полосы.
Для задач взаимодействия океана и атмосферы и теории кли­
мата крайне важны параметризации, позволяющие рассчитывать
альбедо. Ряд таких соотношений для океана предлагается в мо­
нографии [308]. В работе [19] предложена параметризация аль­
бедо системы Земля — атмосфера, основанная на раздельном
учете факторов, формирующих альбедо: облачности, соотношения
22
океанов и континентов, площади льдов и астрономических пара­
метров. Для энергобалаисовых моделей климата крайне важна
оценка альбедо-температурной связи в виде параметра д А о { д Т .
Для этого параметра, как правило, называются значения
—0,0018.., 0,0026 К-1 [308, 410], причем, как указывается в [465]»
чувствительность альбедо к температуре мала в низких широтах
и увеличивается в средних и высоких.
Вторым важнейшим компонентом радиационного баланса (1.1)
является уходящее длинноволновое излучение системы Земля —
атмосфера. В случае абсолютно черного тела излучение пропор­
ционально четвертой степени температуры. Спектр излучения аб­
солютно черного тела следует из квантовой гипотезы Плавка и
весь лежит в диапазоне от 3,5 до 80 мкм. Длина волны, отвечаю­
щая максимуму в спектре, в соответствии с законом Вина со­
ставляет при 293 К 9,85 мкм. Земля, строго говоря, не является
абсолютно черным телом, поэтому одной из важнейших стано­
вится задача параметризации коэффициента «серости» системы
Земля — атмосфера. Количественной основой для этого могут
служить спутниковые измерения уходящего излучения. Историче­
ский обзор обработки и анализа спутниковых данных по радиа­
ционному длинноволновому излучению приводится в [155, 156].
В настоящее время имеется порядка 5— 10 серий спутниковых из­
мерений R i продолжительностью более года. Зонально осредиенные
значения
уходящего
излучения
максимальны в зоне
10° с, ш .— 20° ю. ш. (240— 265 Вт/м2) и минимальны в приполяр­
ных районах (135— 170 Вт/м2). Амплитуды годового хода R i со­
ставляют 5—6 Вт/м2 в экваториально-тропических широтах к
20—25 Вт/м2 в приполярных. Значения над океанами в среднем
выше, чем над сушей, на 10— 15%. В [156] приводится аиалиа
поля длинноволнового излучения с помощью аппарата эмпириче­
ских ортогональных функций, позволивший выявить многие важ ­
ные закономерности пространственной дифференциации. В много­
численных параметризациях, как правило, используются зависи­
мости уходящего излучения от приземной температуры, облачно­
сти и влагосодержаиня атмосферы [51, 155, 225, 298, 308].
Отдельной проблемой является параметризация эффективного
длинноволнового излучения океана E t . Сводку формул различных
авторов для Е { приводит Н. А. Тимофеев в книге [298]. Для яс­
ного неба зависимости, как правило, имеют вид
E i =
u T % >( a i ~ a - i e f ) ,
(1.2)
где Т - к . — температура поверхности океана; а — постоянная Сте­
фана— Больцмана; е х — приводная влажность; a i , аа, аз — эмпири­
ческие коэффициенты.
В условиях облачности, особенно многослойной, следует ис­
пользовать более сложные, чем (1.2), зависимости. Андерсоном
[332] предложена формула, учитывающая не только балльность.
23
но и высоту облачности:
E i
= 0,55 • КГ
ЮТ 1
{0,26 - 0,025/г ехр ( - 0 ,0 5 8 4 # 0) ~
- [0,0049 - 0,0054п ехр (—0,06Я0)]
e z),
(1.3)
где п — количество облаков, в долях единицы; Н о — средняя вы­
сота облачности в тысячах футов (1 фут = 0,305 м). Эффектив­
ное излучение в условиях многослойной облачности авторы [73,
306] рекомендуют определять как
Я ,- e f o r i — (1,02671 ■ 10~6 — 0,54l) X
X {1 + М н) [ 1 + * « (по - «')]).
(1 -4)
где k m к а п — коэффициенты, учитывающие влияние облаков ниж­
него, а также среднего к верхнего ярусов; «о, п а — балльность,
в долях единицы общей и нижней облачности; 6 — излучательная способность океана; Гц. — приводная температура.
Идущий от поверхности поток уходящей длинноволновой ра­
диации убывает с высотой и достигает минимума на уровне тро­
попаузы или в 2-километровом слое над ней [124]. Вклад страто­
сферы в величину R i , согласно [467], не превышает 3— 10%, что
позволяет автору [298] отождествлять величины R { с излучением
абсолютно черного тела при температуре на уровне тропопаузы
с точностью ± 2 0 %• Одной из важнейших проблем анализа дан­
ных по длинноволновому излучению, так же как и при исследо­
вании альбедо, является его чувствительность к изменениям при­
земной температуры воздуха. Параметризации такого рода явля­
ются ключевыми в эиергобалансовых моделях климата [41, 42, 51,
145, 308], Обзор таких связей, имеющих вид многомерных линей­
ных зависимостей, приведен в [155, 308], где даются числовые
значения эмпирических коэффициентов. Исследование обширного
материала, приведенного в [51], позволило установить, что поли­
номы выше первой степени не улучшают аппроксимации R i ( T a ) .
Принципиальным моментом радиационных процессов в системе
океан— атмосфера является преобразование радиации в облач­
ной атмосфере и формирование облученности на уровне моря.
Условия прохождения радиационных коротковолновых потоков
через облачную атмосферу определяются ее влажностью, аэро­
зольной мутностью и количеством облаков. Причем роль первых
двух факторов значительна, так как, по свидетельству [17, 298],
океаническая атмосфера более прозрачна для коротковолновой
радиации по сравнению с атмосферой над континентами при оди­
наковом количестве облаков, В ряде работ [155, 298] предлага­
ются методы учета поглощения радиации водяным паром и аэро­
золями в безоблачной атмосфере, в [298] приводятся свидетель­
ства того, что сами оптические толщины аэрозоля зависят от
влажности.
■
Учет облачности при расчете приходящей на поверхность океа­
нов коротковолновой радиации восходит к эмпирическим зависи­
24
мостям, обзор которых дается в [29§]. Многие авторы предлагают
линейную связь приходящей радиации с количеством облаков и
радиацией при безоблачном небе. Но в работах [119, 120] реко­
мендуется нелинейная зависимость:
= Qo(l - 0 ,4 7 r t a),
Qft (A) = 0 ,9 8 (sin A}1'3 - 0 ,4 si n
h n s ,
(1.5)
где n — балльность облачности, в долях единицы; Q o — радиация
при безоблачном небе; h — полуденная высота Солнца. Учет ярусности облаков в формулах для Qn, а также их альбедо А п (ча­
стично возвращаемое из атмосферы излучение) приводит к со­
отношениям [1, 269]
Q n /Q o
-
1 - (0,37 + 0,49n„/n) п
([269])
(1.6)
или
Q rt
Q 0
0,96 II b (?t~t~ fin)/2]___
! —Ип10,2 + 0,а(л + л!Г)/2]
1
aiJ'J
7 \
где п а — нижняя
облачность; Ь — коэффициент, определяемый
экспериментально для различных районов. Рассчитанные в [298]
карты суммарной солнечной радиации на поверхности океанов
имеют зональную структуру. В среднем суммарная солнечная ра­
диация на земной поверхности составляет немногим более 50 %
радиации, поступающей от Солнца на верхнюю границу атмо­
сферы.
Поступившая на поверхность океана радиация частично отра­
жается (эти процессы рассмотрены выше), а остальная часть
поглощается водами океана. Радиационное поглощение в океане,
как и в атмосфере, осуществляется молекулами воды, а также
растворенных в ней веществ. Процесс поглощения радиации оке­
анскими водами примерно в 103 раз интенсивнее, чем атмосфер­
ным воздухом, в силу большей плотности морской воды. Наимень­
шее поглощение радиации происходит в сине-зеленой области
спектра, а инфракрасная радиация практически вся поглощается
верхним метровым слоем воды. Распределение лучистой энергии
Солнца по глубине в океане определяется соотношением
00
Q w ( z ) = * ^ Q « , e - e z d K
(1.8)
отражающим неравномерную интенсивность поглощения в раз­
личных диапазонах Я,, Величина в называется показателем
ослаб­
ления радиации. В работах [30, 129, 298]приводятся формулы,
позволяющие оценивать поглощение солнечной радиации водами
океана. Большинство из них получены в результате обработки
большого количества экспериментальных данных. Таким образом,
радиационный баланс океана может быть выражен формулой, ана­
логичной (1.1):
/? =
(1 ~ Лш) — Е { ,
(1.9)
25
Радиационный баланс является одним из важнейших парамет­
ров взаимодействия океана и атмосферы. Закономерности ее про­
странственной и временной изменчивости будут рассмотрены в со­
ответствующих главах. В табл. 1.1, приведенной по данным Тимо­
феева [298], дается сводка радиационных характеристик системы
Земля — атмосфера. Из нее следует, что радиационные характе­
ристики явл'яются определяющими в формировании энергетики
океана и атмосферы. Хотя, как мы увидим в дальнейшем, измеиТаблица 1 .I
К о м п о н ен т ы т е п л о в ы х б а л а н с о в н а р а з н ы х у р о в н я х в с и с т е м е
п о д с т и л а ю щ а я п о в е р х н о с т ь — а т м о с ф е р а , по [298)
Уровень
по верти­
кали
Компоненты тепловых
балансов
Числовые значения, М Д ж /(м 2 • год)
1
2
3
Верхняя гра­
ница
атм о­
сферы
Радиация,
от Солнца
поступающая
11 502
9787
10 893
/ / = 3 0 км
Радиация отражения
Поглощенная радиация
Длинноволновое излуче­
ние в космос
Радиационный баланс
2 876
8 626
7 852
3980
5807
7213
3 268
7 625
7 625
774
— 1406
0
Поглощенная солнечная
радиация
Длинноволновое излуче­
ние
Радиационный баланс
Теплота конденсации во­
дяного пара
Турбулентный поток теп­
ла
Адвективный перекос
тепла
Результирующий баланс
3 231
2100
2 829
6 720
5375
6 242
—3 489
3 428
—3275
1736
— 3 413
2 827
460
815
586
—399
724
0
0
0
0
6 844
5350
5 669
449
1643
873
5 395
3707
4 796
I 132
4 263
460
3 734
—79
1838
1869
815
1197
799
1 383
3 413
586
2 827
0
0
0
Атмосфера
Подстилаю­
Суммарная солнечная
щая
поверх­ радиация
ность
Отраженная
солнечная
радиация
Поглощенная солнечная
радиация
Эффективное излучение
Радиационный баланс
Турбулентный поток
Теплота испарения
Адвективный перепое
тепла
Результирующий баланс
'
0
П р и м е ч а н и е . 1 — свободная ото льда поверхность океанов (70° с. ш.—
60° ю. ш.); 2 — суша и полярные области; 3 — Земля как планета.
26
чивость и в особенности пространственная дифференциация про­
цессов взаимодействия определяется турбулентными потоками
тепла и влаги.
На основе рассмотрения и параметризации радиационных ха­
рактеристик взаимодействия океана и атмосферы построены ма­
лопараметрические энергобалансовые модели климата, первые из
которых были разработаны Будыко [41, 42] и Селлерсом [536,
537]. Такие модели основаны на законах сохранения и парамет­
ризации
интегральных энергетических характеристик через
приземную температуру, которая является основной естественной
переменной модели. Дальнейшее развитие такого рода моделей
связано с учетом сезонного хода и вертикальной структуры атмо­
сферы [5, 202, 495], Энергобалансовые модели смогли достоверно
описать меридиональное распределение приземной температуры и
ее сезонные изменения. Подробный анализ такого рода моделей
приводится в [145, 308]. Широкие возможности представляют
также радиационно-конвективные модели климата, позволяющие,
установив равновесие радиация и конвекции, описать многие важ­
ные особенности распределения характеристик атмосферы с вы­
сотой [145, 146]. Исследование радиационной энергетики земной
климатической системы на основе экспериментов с простыми мо­
делями и по натурным данным является важнейшей задачей со­
временной теории климата. Многие возможности такого исследо­
вания изложены в монографиях и обзорных статьях [15, 71, 207,
301, 302].
ГЛАВА 2
Крупномасштабный обмен энергией
на границе океан — атмосфера
Крупномасштабные потоки тепла, влаги, количества движения
на границе океан— атмосфера служат не только отправной точ­
кой крупномасштабного взаимодействия, но одновременно явля­
ются и его квинтэссенцией, количественным выражением разнооб­
разных обратных связей в климатической системе. При этом
обмен энергией иа границе долгое время оставался предметом
изучения мелкомасштабного взаимодействия, которое часто сво­
дится к энергопередаче в тонком приводном слое, о чем говори­
лось выше. Крупномасштабный энергообмен при этом рассматри­
вается через призму пространственно-временного усреднения дан­
ных о параметрах приводного слоя, что, безусловно, справедливо,
но и односторонне. З а пределами внимания исследователей в этом
случае остаются специфические механизмы крупномасштабных
потоков тепла, влаги и импульса, которые могут служить основой
для
разработки крупномасштабных параметризаций процессов
обмена на границе океан—атмосфера.
2.1.
Особенности использования
интегральных параметризаций аэродинамического метода
при исследовании крупномасштабных процессов
Индивидуальные мгновенные значения турбулентных потоков
явного (Q h), скрытого (Qb) тепла и импульса (Q^) определяются
вторыми смешанными моментами пульсаций вертикального компо­
нента скорости w ' и соответствующих параметров приводного
слоя:
Q
h
=
C p p w 'T 'a ;
Qe = Lpw'q';
Qv
(2.1)
= pf flV,
где C F — удельная теплоемкость воздуха при постоянном давле­
нии; L — удельная теплота испарения;
Т 'о ,
q ',
«' — пульсации
температуры воздуха, удельной влажности, горизонтального ком­
понента скорости; р — плотность воздуха. Возможность определе28
иия потоков в рамках (2.1) дают прямые пульсационныё измере­
ния в приводном слое, выполняемые с помощью малоинерционной
аппаратуры. Несмотря на то, что такие измерения имеют непре­
ходящее значение для понимания физики энергообмена на гра*
иице океан—-атмосфера
[57, 102, 134, 228, 378, 402, 486, 543],
видимо, трудно пока говорить о возможности более или менее до­
стоверно описать на количественном уровне в рамках такого под-,
хода все многообразие процессов тепловлагообмена, включая се­
зонный ход и межгодовую изменчивость. Описанные трудности
привели к необходимости разработки параметризации процессов
обмена на границе. Одним из направлений разработки таких па­
раметризаций для условий открытого океана стал аэродинамиче­
ский подход, использующий многие выводы теорий турбулентно­
сти
(гипотезу Буссинеска, теорию подобия Монина— Обухова
и др.). Физические основы таких параметризаций достаточно по­
дробно излагаются в монографиях [102, 121, 126, 151, 165, 244,
267, 306] и обзорных статьях [56, 61, 103, 591], поэтому, не’ оста­
навливаясь на них, перейдем сразу к полуэмлирическим соотно­
шениям аэродинамического метода {так называемым «балк-формулам»), в рамках которых, как правило, параметризуются по­
токи (2.1):
Q
Q
a - С р р С т
e
=
Qy =
( T w
-
T
a) V -
C£ <«, - e.) V;
L p
(2.2)
pСуК",
где T t„ , T a — температура воды и воздуха; е %— влажность воз­
духа; е й — упругость насыщения водяного пара при TV V — ско­
рость приводного ветра. Атмосферные параметры приводятся
к какой-либо фиксированной высоте (как правило, 10 м ). В фор­
мулы (2.2) входят коэффициенты обмена теплом ( С т ) , влагой
( С
),
импульсом (С у ), называемые соответственно числами
Шмидта, Дальтона и коэффициентом сопротивления, определения
которых как раз и являются задачей параметризации энергооб­
мена на границе вода— воздух. Применение соотношений (2.2)
даж е для мгновенных измерений гидрометеорологических пара­
метров связано с рядом гипотез и предположений, используемых
при переходе от (2.1) к (2.2). В первую очередь это предположе­
ние о слое постоянства потоков, т. е. об отсутствии их диверген­
ции в приводном слое. В рамках этого предположения турбулент­
ные потоки слабо {в пределах 20 %) меняются в слое толщиной
несколько десятков метров, которая определяется как
е
ft, « 0,2 С
у У
Г 1
= о . г и ^ г 1,
где м» — динамическая скорость; f — параметр Кориолиса. В об­
щем случае не обязательно равенство величии h R для потоков
тепла, влаги и импульса. Другим важным предположением явля­
ется стационарность процессов' обмена в период наблюдений,
29
распространяемая также и на поведение независимых парамет­
ров приводного слоя. Важно и то, что при использовании соот­
ношений (2.2) пренебрегается дивергенцией радиации в привод­
ном слое за счет поглощения ее водяным паром, на что указыва­
лось в [67, 375]. Следствием отмеченных допущений являются
ограничения на горизонтальные градиенты параметров привод­
ного слоя, при которых справедливы формулы (2.2). Анализ,
проведенный в [36], позволяет свести эти ограничения к соотноше­
ниям
А,
ЗТ д .
оК­
4 dt
дТg
дх
"г
3 R
I dz < | C 7 ( T w - T a) V \ - i
(2.3)
г
К-
де.
dt
у
~деЛ .
дх
dz
<
IС
Е
— &z)
У
li
важным в первую очередь для процессов вблизи океанских фрон­
тальных зон, характеризующихся обострением горизонтальных
градиентов температуры воды. Наконец, существенным предполо­
жением при использовании «балк-формул» является гипотеза
о подобии процессов тепло- и влагообмена, выражающаяся в ра­
венстве коэффициентов обмена теплом и влагой:
Сг
(2.4)
позволяющем ввести в рассмотрение соотношение потоков явного
и скрытого тепла, широко использующееся в моделировании и из­
вестное под названием отношения Боуэна [352]:
Во =
Q f
f C p W ' T '
p L w fq '
= 0 ,6 2 2
Т -
~
Т ‘
(2.5)
На нарушение (2.4) указывает спектральная обработка пря­
мых пульсационных измерений потоков [54, 57]. Обращает на
себя внимание, что максимумы в спектрах потоков тепла, влаги
и количества движения разнесены по частоте. Не совпадают
также и дробяые законы спектральных функций. Это ставит под
сомнение подобие процессов тепло- и массообмена уже на микро­
масштабном уровне. В качестве наводящего соображения здесь
можно сказать о том, что поток явного тепла между средами (т. е.
нагревание одной среды другой) может быть не связан с потоком
массы и осуществляется за счет переноса «теплорода» (в терми­
нах времен начала развития термодинамики). Другими словами*
для осуществления такого потока достаточно термического кон­
траста между средами. Поток же влаги осуществляется перено­
сом вещества, массы и связан с работой сил плавучести в привод­
ном слое против силы тяжести. В этом смысле термин «турбулент­
ные» потоки по отношению к потокам явного тепла не совсем точ­
ный, так как указывает лишь механизм, а не причину возникших
30
потоков: не будь разности температур, никаких потоков не воз­
никло бы, как бы сильно не была развита турбулентность в атмо­
сфере и в океане.
Существует несколько подходов к определению коэффициен­
тов обмена в формулах (2.2), полученных в первоначальном виде
В. В. Шулейкиным [538].
Первый связан с сопостааленкем результатов прямых пульсациошшх наблюдений со стандартными гидрометеорологическими.
Немногочисленность прямых измерений потоков, невозможность
их организации в штормовых условиях {при У > 1 2 м/с) не по­
зволяет сейчас говорить об универсальности параметризаций, по­
лученных в рамках этого очень привлекательного подхода, кото­
рый основывается на рассмотрении корреляционных связей ме­
жду произведениями стандартных параметров
( (Г№— Т а ) V ]
и
[{ео — £>г)У] и измеренными произведениями пульсаций в /Г '
и w ' e ' . Проведение специализированных экспериментов по взаи­
модействию ВОМЕХ, АМТЕХ, NORPAX, JASIN, ТРОПЭКС,
АТЭП, НЬЮФАЭКС позволило получить различные значения ко­
эффициентов обмена в рамках предположения о линейной связи
произведений пульсаций с произведениями измеренных пара­
метров:
U F a - C r (Tw - T tl) V + A7;
( 2 ,6 )
w
в г —
С £
(ео — e z )
V
4-
А е ,
Однако даже немногочисленные измерения привели к необ­
ходимости отдельного поиска зависимостей (2.6) для различных
интервалов изменения характеристик приводного слоя. Сообщения
о параметризациях, основанных на прямых измерениях, можно
найти в (333, 337, 398, 460, 473, 501, 505, 506, 544, 554, 572].
Другой подход к определению коэффициентов обмена в «балкформулах» основан на сопоставлении характеристик приводного
слоя атмосферы с балансом тепла 'и влаги замкнутого или искус­
ственно выделенного объема воды. В этом случае справедливы
балансовые уравнения
ршС
р
д Т w/ d t
-f-
fiajC p
(j) u
T m
d i
-J- R =
Q n
-|- Qei
‘l
■
_____ ____
dm/flf+ 7 + / ■ - ? ;
(2.7)
1Z = Qe,
где
означает осреднение по глубине бассейна, а « = » — по
площади, ограниченной контуром I ; m — масса воды в выбран­
ном объеме; F — осадки; г — речной и подземный сток; / — масса
испарившейся воды. Из (2.7) может быть получена оценка C T i
С Е при надежном определении других членов. Наиболее эффектн31
вен такой подход при рассмотрении среднегодового баланса зам­
кнутого водоема, когда обращаются в нуль трудноопределяемые
на количественном уровне члены левой части (2.7). При замыка­
нии баланса для Мирового океана оценки получались в [39, 40,
297], Черного моря — в [122, 123], Средиземного и Красного мо­
рей— в [364], Северной Атлантики — в [284]. Попытки определе­
ний коэффициентов обмена из (2.7), когда второе уравнение за­
меняется балансовым соотношением для влажности в столбе ат­
мосферы, были проведены в экспериментах «Куросио-84»,
НЬЮФАЭКС-88, К сожалению, точность балансового подхода
в значительной степени определяется достоверностью расчета
членов левой части, значения которых формируются процессами,
о которых исследователи имеют лишь качественные представ­
ления.
.
Большие возможности для параметризации процессов теллон влагообмена открывает моделирование тепло- и массопереноса
в стратифицированном приводном слое. Такой подход позволяет
рассмотреть изменения коэффициентов обмена в широком диапа­
зоне изменчивости параметров приводного слоя. Группой авторов
из Главной геофизической обсерватории построена развитая си­
стема параметризаций энергообмена иа основе модели процес­
сов переноса в приводном слое [34, 35]. Модель рассматривает
энергообмен в приводном слое при различных режимах: нейтраль­
ной стратификации, устойчивости, слабой и сильной неустойчи­
вости, критерием которых выступают соотношения z j L и z K / L ,
где г — высота наблюдений, 2 tt — уровень, разделяющий турбу­
лентный и конвективный режимы, L — масштаб Монина—
Обухова:
C'j-u2
L =
к {g/ T) Ст (Г w —~ Та) ( I -f- 0,07/В о) *
( 2 ‘8 >
обобщенный на случай влажностной стратификации приводного
слоя. В (2,8) к — постоянная Кармана, Г — температура, в кель­
винах. Коэффициенты (2.2) определяются в рамках [34, 245] че­
рез интегралы от коэффициентов турбулентного обмена:
2
2
2
Г
)
dz
Ав (г)
Г
dz
' ^ k T {z)
’
Г
dz
0) kE (z)
’
вид которых зависит от режима приводногослоя, В работах [11,
13, 3!] проведена адаптация расчетной схемы к методике стан­
дартных гидрометеорологических наблюдений, позволившая раз­
работать таблицы и номограммы, оформленные в виде методи­
ческих указаний [202, 306].
В [196, 197] предложена схема параметризации коэффициен­
тов обмена, основанная па детальном описании зависимостей уни­
версальных функций, характеризующих распределение характе­
ристик приводного слоя, от числа Рейнольдса шероховатостей.
Схема [197], как и выше опнсанная [202], сводится к системе
32
трансцендентных уравнений, решением которой является семей­
ство кривых, позволяющих определять величины С и , С т> С к в за ­
висимости от скорости ветра V и виртуального («эффективного»
в терминах [202]) перепада температур:
=
( Т ш -
Т и) (
1 + 0,07/Во),
(2,9)
введенного впервые в рассмотрение в [202]. В ряде работ предла­
гаются другие параметризации, основанные на рассмотрении уни­
версальных зависимостей is приводном слое при различных ре­
жимах последнего [9, 231, 250, 336, 362, 445, 447, 469].
Так, Кондо [445, 446] исходит из определяющей роли молеку­
лярных процессов на поверхности жидкости и обмена количест­
вом движения для интенсивности тепломассопереноса. Им пред­
ложены формулы для коэффициентов обмена вида
Сг = 5 [ а г + йгИ’г + ( / г { ^ - 8 ) ~ ] ■ 10^ ;
(2 . 10)
+
— 8)!] ■ 10"3.
Интересно, что в [446] найдено теоретическое обоснование
уменьшения С Е при сильных ветрах. Схема, близкая по исходным
посылкам к [202], приводится в [128, 250]. Возможности парамет­
ризации теплообмена на основе численного и лабораторного моде­
лирования обсуждаются в [375, 444],
Важным вопросом при разработке параметризаций процессов
обмена на границе вода — воздух является описание специфиче­
ских особенностей, возникающих при сильных ветрах и в штиле­
вых условиях. При анализе процессов обмена при штормах в поле
зрения исследователей оказываются в первую очередь нетурбу­
лентные механизмы взаимодействия, связанные с брызгообразов а ни ем в приводном слое и возникновением пузырьков в припо­
верхностном слое воды. Полный анализ этих процессов приво­
дится Р. С. Бортковским в [32, 33, 245], где предложены формулы
для коэффициентов обмена, учитывающие термодинамику брызгообразоваипя. Оригинальная параметризация процессов обмена
в штормовых условиях предлагается в [140, 141]. При анализе
(2.2) очевидны неопределенности, возникающие при использова­
нии этих соотношений в маловетреных н штилевых условиях.
При V — >■ 0 величины Q n , Q e в рамках (2.2) также стремятся
к нулю, что не соответствует действительности. Поэтому разра­
ботка параметризаций процессов обмена в условиях, близких
к штилевым, — не менее важная задача, чем описание штормовых
механизмов. Эти проблемы детально рассматриваются в работах
[78—80, 231] и ряде других.
В [78, 79] построена теория, позволяющая описывать процессы
обмена при свободной развитой конвекции в двух компонентной
среде. В работах [80, 231] эта теория обобщена в виде параметрпg
З ак аз № 15
33
зацнй, позволяющих оценивать потоки тепла и испарение при
штиле и маловетрии ( Г < 3 м/с):
Qh = АирСр (т w - Та) ^ [ - ф . (1 + - g j - ) j ;
(2 .11)
Q e = A Ep L
(q0 - qa)'h
(l +
J,
где a — коэффициент теплового расширения воздуха; р « 0 ,6 1 ;
k TkE — кинем этические коэффициенты молекулярной диффузии
тепла и водяного пара; m = pC p/(aL); Ац, А е — числовые мно­
жители.
Многообразие подходов к параметризации процессов обмена
неизбежно ведет к весьма широкому диапазону значений коэффи­
циентов обмена, предлагаемых разными авторами. Обобщения,
позволяющие сопоставлять различные методы расчета, приво­
дятся в [103, 121, 231, 333, 350, 398]. Как правило, значения ко­
эффициентов обмена лежат в пределах (1,0 — 2,0) * 10“3. Послед­
ние исследования
[134, 350] настойчиво свидетельствуют, что
коэффициент влагообмена несколько больше коэффициента тепло­
обмена. Авторы параметризаций, использующих постоянные коэф­
фициенты, как правило, склоняются к значениям С н = (0,8 —
— 1,4) • 10 3 и СЕ= ( 1 ,0 — 1,7) • 10-s . Сводки значений постоянных
и переменных коэффициентов обмена приводятся в [121, 350],
причем в [350] проведено апробирование разных методик на ба­
зовом массиве данных, На рис. 2.1 приведены результаты сопо­
ставления различных методик расчета Си и С®, а в табл. 2.1
Таблица 2.1
И зменения п арам етров энергообм ена о кеана
и атмосферы при использовании различны х
п ар ам етр и зац и й , по [350]
Параметр
Вариации средних
значений, %
Максимальные
вариации, %
Qh
Qe
Qv
23—36
15—31
15—26
70— 100
40— 120
40—80
Во
20—74
60—260
демонстрируются вариации параметров энергообмена в зависимо­
сти от выбора Свг СЕ. Нами были исследованы различия пара­
метризаций, использующих коэффициенты обмена, зависящие от
динамики приводного слоя и стратификации. Наибольшие рас­
хождения ( « 4 0 % ) наблюдаются при экстремальных скоростях
34
ветра и градиентах приводного слоя. Все вышеупомянутые проб­
лемы описания физических процессов в приводном слое воздуха
и их параметризаций относятся в первую очередь к мгновенным
значениям потоков тепла, испарения и импульса, определяемым
по так называемым «срочным» гидрометеорологическим наблю­
дениям. При анализе крупномасштабных процессов, связанных
Су'ЗО'3
■
Рис. 2,1. Зависимость коэффициентов обмена импульсом (д) и теплом (б) от скорости ветра по
данным различных авторов (по [350]).
*
J — по Китайгородскому [151]; 2 — Гаррату [401]; 3 — Крюrepueftep (1976); 4 — Лйрджу и Попду Г4601; 5 — Лну (1;179);
б - - Коидо [446]; 7 — Фрайху н Шмидту [398].
с сезонной н климатической изменчивостью, для расчетов в рам­
ках (2,2) используются осредненные за некоторые промежутки
времени и по пространству параметры, В этом случае зависимость
коэффициентов обмена от гпдротермодинамических условий до­
полняется зависимостью от масштабов пространственно-времен­
ного осреднения, возникающей из-за нелинейности (2,2) и взаим­
ной корреляции параметров приводного слоя. В учете этого и
3*
35
состоят особенности использования интегральных параметризаций
аэродинамического метода для исследования крупномасштабного
взаимодействия.
Параметры, входящие в (2.2), можно
рассматривать
как
имеющие следующую общую временною структуру:
t
T ( t ) =
£
« Г + Г+ f + r ,
T i
(2.12)
где члены правой части отвечают климатическим изменениям, се­
зонному ходу, синоптической и короткопериодной изменчивости.
Для масштаба временного осреднения т/* < Tj < т* параметры мо­
гут быть представлены средним значением за т,- и флюктуациями,
отвечающими масштабам т < х у .
Г {т/) = Т ( ^ ) + Г ' ( т ^ /) - Г ( т /) + £
i —k
(2.13)
T t .
С учетом (2.13) для (2,2) можно записать:
СтУЬТ =
+ C tV W
+ С'тУ' Ш 4 - C t W
V + СтЬТУ;
(2.14)
C E V b e
—C
E V
b e
+
+
С ' Ё 1/
b e +
C 's b e 'V
+
C 'B b
e
Y
,
где 6Г = 7\„— Га; бе = е0 — е г .
Выражение, аналогичное (2,14), можно записать и для про­
странственного осреднения, Как правило, когда
используют
осредненную информацию и приходят к необходимости учета it
параметризации последних четырех членов (2.14), говорят о кор­
ректном и некорректном подходе к расчету тепловых потоков, ме­
рой различия которых могут служить соотношения:
1 н
(т) =
4с (т) =
1 у
(т) =
C r V ^ T /i C 's V
C W
C
^ e j{ C E V
^ / i C
Щ
;
fti);
(2.15)
' v V 2 ).
Это, безусловно, верно с точки зрения методологии расчета, од­
нако интерпретация коэффициентов (2.15) только как погрешно­
сти осреднения функций от коррелированных параметров пред­
ставляется несколько односторонней. Дальнейший анализ величии
(2.15) при разных т покажет, что они могут рассматриваться как
количественные характеристики взаимодействия на различных
масштабах.
Оценка роли временнбго осреднения параметров на примере
внутримесячных корреляций впервые была проведена Гарстангом
[403], получившим заметное превышение среднемесячных оценок
тепловых потоков для тропической Атлантики по сравнению с ре­
зультатами Джекобса [437) и Будыко [39], использовавших сред­
36
немесячные данные. В [66] Гаврнлиным и Монииым проведен
расчет на модели общей циркуляции атмосферы, позволивший
оценить вклад масштабов с 24 ^ т ^ 720 ч в осредненные за
70 сут значения потоков. Авторы пользовались постоянными и
равными друг другу коэффициентами обмена теплом, влагой,
импульсом. Ими получены пространственные распределения вели­
чин (2.15), которые свидетельствуют о сильной пространственной
дифференциации вклада внутримесячного осреднения в среднеме­
сячные потоки. Средине значения |гг, ъе, | v составили соответст­
венно 1,87, 1,95 и 2,40. Максимальные значения
| е (5,0—6,0)
наблюдались в районах интенсивной синоптической изменчивости
(исландский и алеутский минимумы). Авторы [66] сами говорили
о предварительном характере своих оценок. Видимо, серьезный
анализ количественных значений (2,15), получаемых на моделях,
несостоятелен
без анализа спектрально-статистических свойств
самих моделей.
В работе [284] впервые были применены данные судов по­
годы для оценки вклада внутримесячных корреляций в среднеме­
сячные значения потоков. Расчеты, проведенные для двух меся­
цев 1969 г. по данным судов «5», «£», «У», «Ж», позволили оце­
нить коэффициенты (2,15), которые оказывались в среднем равны
10—15 % при вариациях от 5 до 40 %. Исследование роли вну­
тримесячного осреднения на базе 25-летнего массива данных по
судам погоды для января и июля проведено в [391], где впервые
были
оценены
отдельные
корреляционные члены
(2.14).
В табл. 2.2 приведены эти оценки. Результаты [391] показали, что
использование «срочных» данных повышает оценки потоков скры­
того тепла иа —2 . . . + 3 % , а явного — менее чем иа 10%.
В [391] использовалась параметризация коэффициентов обмена,
предполагавшая хотя и равные друг другу, но зависящие от стра­
тификации и динамики приводного слоя коэффициенты, В ра­
боте [470], также посвященной анализу данных судов погоды, д е­
тально исследовался весь внутримесячный интервал осреднения
при постоянных коэффициентах обмена теплом н влагой и слабо
зависящем от скорости ветра коэффициенте обмена импульсом.
Значения коэффициентов (2.15) по [470] составили при т =
= 720 ч:
= 1,25,., 1,45,
1,2... 1,6, £v = М - .. 1,5 и для них
была предложена параметризация вида
||£ |= 1 + « |К |М ,
(2.16)
где V — в метрах в секунду, т — в днях, а , р, у — эмпирические
коэффициенты.
Крупный цикл работ по исследованию роли внутримесячного
осреднения проведен группой авторов из ГГО [12, 32, 33, 217],
В основу предложенной ими параметризации вклада внутриме­
сячных корреляций положен учет повторяемости штормовых
37
w
oo
Таблица 2*2
Члены (!?Л4) рейнольдсова осреднения соотнош ений (2*2) д л я отд ел ьн ы х судов погоды» по (3&1I
20-3 м • К/с
Судно погоды, месяц
CH6TV
=
CH &T V
+
CN 6 T ' V '
+
С'фТ' V
+
C'HV ' & T
C'HV ' b T '
+
Январь
Июль
66,12
2,45
62,86
1,88
2,50
— 1,03
5,28
2,44
—3,35
0,01
- 1 ,1 7
—0,85
Явзарь
12,00
10,81
6,50
—0,28
0,05
' —0,37
8,37
—0,56
0,46
2,40
Июль
1,52
■
—0 ^1б
10-е м ■(°С/г)-> ■с - ‘
CE b qV
»D"
Январь
Июль
„АГ
Январь
Июль
'
-
-
CE 6 q V
+
CB & q ' V '
+
CEW v
•f
C'BV ' 6 q
+
C'E V'&q'
68,0
J6,4
70,7
16,5
- 0 ,1
- 1 ,9
1,9
2 ,6
—3,7
—0,0
—0,8
- 0 ,8
37,6
39,1
- 1 ,4
- 1 ,1
- 0 ,2
35,3
35,2
- 0 ,0
1,2
0 ,2
—o, i
- 0 ,0
скоростей ветра, распределение которых
Максвелла:
описывается
законом
(2.17)
где (^ = 1 ^ + 0 * .. Для определения £># и Qs по среднемесячным
значениям в [217, 306] предлагаются формулы:
(2.18)
где
1- 2 qvt > 14
Результаты [32, 33] дали, что ори V < 14 м/с вклад внутри­
месячных корреляций в значения Qh, Qk не превышает 10% ,
а при V ^ 14 м/с — возрастает до 40 %. В какой-то мере этот ре­
зультат предопределен схемой параметризации Си, wr, исполь­
зуемой в [32, 33]. Дисперсии аСц, сгСЕ при V > 14 м/с в рамках
[202] в 2—3 раза выше, чем при V < 14 м/с, что определяет воз­
растание роли членов, содержащих корреляции
C'V ',
С '6 7 ',
C ' d T ' V ' при V > 14 м/с. Оценка вклада внутримесячных корре­
ляций в осредненные оценки потоков по данным для Каспийского
моря приводится в [179, 250], где исследован сезонный ход ко­
эффициентов (2.15). Надо отметить, что замкнутые и квазизамкнутые водоемы представляют уникальную возможность независи­
мой оценки роли разномасштабного осреднения данных в расче­
тах потоков тепла и испарения. Здесь следует упомянуть работы
по Красному и Средиземному морям [364], а также цикл работ
[122, 123], посвященный анализу самых разносторонних данных
по Черному морю. Авторы предложили различные значения ко­
эффициентов обмена при различных масштабах осреднения дан­
ных (табл. 2.3) и получили формулы для определения перемен­
ных коэффициентов:
39
Таблица 2 .3
П о ст о я н н ы е к о э ф ф и ц и е н т ы о б м е н а Си> СЕ
пр и р а з л и ч н ы х м а с ш т а б а х о с р е д н е н и я
г и д р о м е т е о р о л о г и ч е с к и х д а н н ы х , по [123]
j
Период осреднения
с*
си
1,74
2,14
2,50
„Срочные данные"
t мес
I год
2,68
2,57
2,47
при использовании «срочных» данных —
= 0 , 1 7 3 / * + 1,06 + 0 ,0 6 9 ? ;
С Е
= 0,287/* + 1,75 + 0,114?,
среднемесячных данных —
С н
« 0,227/* + 1,40 + 0,091 F;
(2.19)
С£ = 0 ,2 7 3 7 + 1,69 + 0 , ПОР,
среднегодовых данных —
= 0 .2 8 7 Т + 1.76 + 0,115f;
Ъ Е = 0 ,2 6 ?7 * +
1,62 + 0 , 10бГ ,
где
r-(15/«-lJlgr(6T*+i,7).
Результаты (121— 123] показывают, что внутримесячное осред­
нение занижает потоки явного тепла в среднем на 20%, а вну­
тригодовое— примерно на 40%, тогда как для потоков скрытого
тепла этих эффектов не отмечается.
Важно указать, что значительно меньше внимания уделяется
эффектам пространственного усреднения данных. Здесь можно
назвать работу [178], результаты которой использовались б [231].
Параметризация вклада пульсаций в значения среднего вет­
рового напряжения предложена в [577] и развита в [209], где
среднее напряжение ветра
Q v
роятности его флюктуаций p v :
*
Q v Ре { C v | V | V
—со
S
где
p v
p v
( u \
V ')
du' dv\
задается в виде изотропного нормального распределения:
p v = ■• 1- г
Г
40
определяется через плотность ве­
2 лх1 у
с х п ( --------]— \ у Л .
^
2 <jy
J
Теперь для Qv нетрудно получить расчетную формулу:
Qv -ztpaC v (a)aV,
где
(2,20)
'
a =
( \ V f
+
k v a 2v ) 4 \
определяется видом зависимости CV(V) и может быть приня­
тым й у ~ 3 ,7 0 . Обработанные в [553] многочисленные наблюдения
судов погоды в Северной Атлантике позволили найти выражение
для дисперсии c v от значений средней скорости и среднего мо­
дуля ветра. При выполнении гипотезы изотропности обычно та­
кая связь устанавливается в виде
k v
гп~
2 о 'у
ехр
■
т -
4a t
где т = | К |; / п — функция Бесселя второго рода порядка п от
вещественного аргумента. С ошибкой менее 4 % выражение для
(У| может быть аппроксимировано формулой
0 v = O , 8 ( m 2- | i 7 p ) 4
(2.21)
Выражения (2,20), (2.21) могут быть использованы для оценки
напряжений ветра, исходя из осредненных наблюдений. Использо­
вание этой параметризации позволяет описать до 70 % значения
5 Q r = ( C ’vVr2— CvV2). В работе [209] приводятся необходимые
номограммы для практических расчетов.
С позиций рассмотрения коэффициентов (2.15) как характе­
ристик взаимодействия иа различных масштабах нами проана­
лизирована роль различных временных масштабов в энергооб­
мене океана и атмосферы по данным океанской станции «С», ха­
рактеризующейся высокой изменчивостью гидрометеорологиче­
ских процессов, за 32-летний период с 1949 по 1980 г. Исходный
материал составляли срочные наблюдения с дискретностью 3 ч
(всего более 92 000 сроков). Начиная с 1953 г. данные почти не
содержат пропусков. Исследовался достаточно широкий диапа­
зон масштабов временного осреднения: 3 ч 1, 3, 5, 10 сут, 1, 3,
6 мес, I, 2, 10, 20 лет, позволивший описать весь диапазон из­
менчивости и оценить влияние синоптических флюктуаций сезон­
ного хода и климатических изменений на процессы обмена на
границе океан-атм осф ера. Осреднение с масштабом т задава­
лось прямоугольной высокочастотной фильтрацией срочного ряда
41
I
( 0 дискретности
d
11 -Ьт/2
^40=1-
j'
T ( t ) d t
tt-r/2
с последующим двусторонним зеркальным
отражением
ряда
У(1С)(() на т/(2 d ) членов во избежание искажений оценок средних
ряда T M ( t ) , Для расчетов в рамках (2.2) использовались коэф­
фициенты обмена, зависящие от скорости ветра и стратификации.
Для сравнения проводились расчеты с постоянными и зависящими
от скорости ветра коэффициентами. Метеоусловия в точке «С»
(<р= 52°45/ с. ш., X= 35°30/ з. д.) определяются интенсивной цик­
лонической деятельностью, поэтому даже в летние месяцы повто­
ряемость слабых ( К < 3 м/с) ветров не лревышала 3,4%, что
позволяло использовать параметризации типа [202]. Тем не ме­
нее для этих случаев были проведены расчеты в рамках парамет­
ризации [80], позволившие оценить роль штилевых условий.
Изменения характеристик энергообмена океана и атмосферы
при различных масштабах осреднения гидрометеорологических
параметров в осреднении за 32 года в диапазонах масштабов 3—
720 ч и 1—240 мес показаны на рис. 2.2, а в табл. 2.4 приведены
соотношения потоков тепла влаги и количества движения при
различных масштабах временного осреднения (2.15).
Потоки явного и скрытого тепла в диапазоне внутримесяч­
ного осреднения уменьшаются’ соответственно на 43 п 2 7 %,
а суммарная теплоотдача — на 29 %, причем максимальное умень­
шение происходит на масштабах осреднения 10—30 сут. Потоки
импульса при внутримесячном осреднении уменьшаются на 47—
54 % с максимальным уменьшением при осреднении за 1— 3 сут.
При переходе к диапазону временного осреднения 1—240 мес,
включающему сезонный ход, межгодовую изменчивость и клима­
тические колебания, картина меняется, Потоки тепла и влаги
уменьшаются соответственно на 45 и 23 %, причем начнная с го­
дового осреднения их можно считать независимыми от масштаба
осреднения (оценки для т = 2 4 0 мес на рис. 2,2 не приводятся,
так как они практически равны оценкам при т = 120 мес), тогда
как потоки импульса при 1 ^ т ^ 240 мес уменьшаются лишь на
7—9%, причем « 6 0 % этого изменения происходит на масшта­
бах сезонного ( т = 3 мес) осреднения. То есть можно сделать вы­
вод о различном вкладе синоптических, сезонных и меж годовых
процессов в формирование потоков тепла, влаги и импульса на
границе океан— атмосфера. Вклад синоптической и короткопери­
одной изменчивости и сезонного хода, связанного с фазовыми
рассогласованиями тепловых и динамических полей в приводном
слое, втепловл агооб мен примерно одинаков, а роль сезонного
хода и межгодовой изменчивости в формировании потоков им­
пульса примерно в 5 раз меньше, чем короткопериодных и синоп­
тических флюктуаций. Отметим, что коэффициенты C Y , С т >
42
{CVirJTy w 3
ъц т
0,0J3_ 0,i0 0,1? 0,33
i,a т--------------- ■■
ifii----------------
1 1
:-------I
1
1
3
S
1 ■■■ 1 ....1
I
1
1...
.1....
1
12 24
1
1..........
i20 с мес
1
1
v -
<1
1
1
I
1
j—
1—.— 1—
1
н/м2
Рис. 2.2, Зависимость потоков явного и скрытого
тепла и импульса, а такж е коэффициентов C v , С-г
от масштаба усреднения гидрометеорологических па­
раметров.
Таблица 2 .4
Х а р а к т е р и с т и к а э н е р г о о б м е н а о к е а н а и а т м о с ф е р ы при р а зл и ч н ы х м а с ш т а б а х о с р е д н е н и я
Срочные
значения
Суткн
Месяцы
1
3
5
10
3
3
6
12
24
240
1,00
1,05
1,15
1,20
1,27
1,43
[,75
1,93
2,10
2,10
2,13
1,00
1,04
1,11
1,35
1,19
1,27
1,38
1,46
1,52
1,54
1,54
ь V'
1,00
1,19
1,32
1,35
1,40
! ,49
1,53
1,56
1,59
1,59
1,61
Во
0,29
0,29
0,28
0,28
0,27
0,25
0,22
0,21
0 J9
о,ао
0,19
0,49
0,42
0,39
1н
A Qh
А Яе
24,8
42,1
24,0
40,7
: 22,8
22,2
21,1
19,6
37,5
36,1
34,6
29,8
145,3
131,2
135,0
124,3
123,8
115,9
0
—1,2
-1,7
—3,9
—5,1
—6,8
4 ф{<2^)
0
—0,9
- 1 ,5
—3 ,2
—4,0
—4,6
Дф (Во)
0
— 1,0
— 1,4
—2,3
—3,8
—4,9
И
0,77
0,72
0,66
0,60
0,56
0,53
eQH ! A i m
0,30
0,31
0,34
0,36
0,37
0,39
oQE :AUV
0,21
0,23
0,25
0,29
0,32
0,35
oQv ! A m
0,25
0,23
0,20
0,18
0,16
0,12
A Qv
зависящие от скорости ветра и условий стратификации [202], прак­
тически не чувствительны к временному осреднению, за исклю­
чением внутрисуточного осреднения для С т - Вклад и внутригодо­
вых, и внутримесячных корреляций в осредненные за различные
временные интервалы потоки явного и скрытого тепла различен,
в результате чего поток явного тепла в 2— 2,5 раза более чувст­
вителен к изменению масштабов временного осреднения, чем по­
ток влаги. Это приводит к зависимости отношения Боуэна от вы­
бора т (табл. 2.4); Во уменьшается с увеличением т примерно на
7 % в диапазоне 3 ^ т ^ 240 ч и на 30 % в диапазоне 1
т^
^ 240 мес.
Полученные значения |п , -£е,
(табл. 2.4) превышают на 25—
40 % оценки [391], выполненные при постоянных коэффициентах
С т, C v , и на 15—20% оценки
[470], где предполагалась зависи­
мость С т , С у от скорости ветра при V
10 м/с.
На рис. 2.3 представлена эволюция сезонного хода потоков
тепла, влаги и импульса в зависимости от масштабов осреднения
параметров в диапазоне 3 ^ т ^ 720 ч. Потоки скрытого тепла
наиболее сильно уменьшаются при увеличении т в осенне-зимние
месяцы, а максимумы достигаются в октябре и марте, когда
~ j 29. *. 1,34. В летние месяцы
уменьшается до 1,12—
1,15.
Значения
имеют' максимумы весной и осенью, а в июле
отмечается минимум, однако значение Q n в это время близки
к нулю и | и = 1,5 в абсолютном выражении составляет 0,3—
1,6 Вт/м2, что лежит в пределах точности определения потоков.
Сезонная структура изменения потоков импульса при увеличении
т такова, что максимум gv при всех т отмечается в весенне-лет­
ние месяцы (м ай -и ю ль), а минимум — в осенне-зимние, что объ­
ясняется сохранением почти на постоянном уровне в течение года
высоких (о^ = 4,8. .. 6,0) внутримесячных дисперсий скорости
ветра прн годовых амплитудах средних значений в точке «С» до
7 м/с. Отметим, что сезонный ход |я ,
значимо проявляется
на масштабах осреднения т ^ 5 сут. При т = 1. . . 3 сут величины
|я , \ к ,
можно считать постоянными для всех месяцев года
и равными приведенным в табл. 2,4,
В зависимости от масштаба внутримесячного осреднения су­
щественно меняются такие характеристики годового хода потоков
тепла, как амплитуда и фаза (табл. 2.4). Внутримесячное осред­
нение приводит к уменьшению амплитуды годовых колебаний по­
токов явного тепла A Q j r иа 27 %, скрытого тепла A
— на 41 %,
импульса — на 25%, причем при т —5 сут происходит 12— 18%ное уменьшение амплитуды. Другим важным следствием внутри­
месячного осреднения является запаздывание по фазе, достигаю­
щее 6,8 сут для потока явного тепла при т = 1 мес. Эта величина
сравнима с наблюдаемыми фазовыми различиями годового хода
тепловых параметров океана и атмосферы. Отметим, что для по­
тока импульса фазового запаздывания при увеличении т не наб­
q e
45
людается. При изменении масштаба внутримесячного осреднения
меняется годовой ход отношения Боуэна. При использовании
срочных данных (х = 3 ч) максимальные значения Во = 0, 44. .. 0,48
отмечаются в декабре— феврале,
а
минимальные,
близкие
к нулю, — в июне— августе. При т = 30 сут происходит уменьше­
ние годовой амплитуды на 10— 12 % и формируется запаздывание
по фазе 4,9 сут (табл. 2.4).
Увеличение масштаба осреднения т влияет на оценки межгодовых изменений потоков тепла. Тридцатилетние ряды Q f I и Q
содержат линейные тренды, описываемые в рамка^ модели Q =
js
46
= й/ + й при т = 3 ч величиной а = 0 ,36± 0,03 для t в годах
(рис. 2.4). С увеличением т величина а слабо возрастает, прини-
Рис. 2.3. Эволюция сезонного хода потоков
импульса (а), явного (б) и скрытого (а)
тепла а зависимости от масштабов осрсдневия, и сезонный ход коэффициент™ | v (г),
U (5). 1я ( е ) при т, равном 24 (J), 72 (2),
120 (3), 240 (4), 720 ч (5).
мая при т = 30 сут значения а = 0,39^ 0,02, .а при т = 1 год а =
= 0,43. При этом существенно уменьшается отношение
(1 (т) = а {Р (Qtf)/o(t) ( Q a ) ,
где средние квадратические отклонения о и Стг соответствуют ис­
ходному ряду и ряду после удаления тренда. Трендовые компо­
ненты ответственны за 60% общей дисперсии при т = 1 год и
только за 23 % при т = 3 ч, что связано с тем, что значения £я(т)
подвержены не только сезонной, но и существенной межгодовой
47
изменчивости, включающей тренд, характеризуемый а = —0,006
при т = 30 сут и а = —0,004 при т = 1 год, что за 30 лет дает из­
менения £гх, равные 0,1—0,2 и сравнимые с сезонными колебани­
ями, В табл. 2.4 приводятся средние квадратические отклонения
межгодовой изменчивости
нормированные на амплитуды го­
дового хода Q m , Q e , Q v д л я 3 sg т sg 720 ч, характеризующие со­
отношение межгодовых и сезонных колебаний потоков энергии
при различных масштабах осреднения. Если для потоков явного
и скрытого тепла относительный вклад межгодовых колебаний
в общую дисперсию увеличивается с увеличением масштаба осред­
нения х , то для потока импульса, наоборот, происходит уменьше­
ние
от 25 до 12%, т. е. внутримесячное осреднение
сильнее сказывается на характеристиках сезонного хода для по­
токов тепла и на параметрах межгодовой изменчивости — для по­
токов импульса.
Внутримесячное и внутригодовое осреднение параметров су­
щественно меняет статистические и спектральные характеристики
тепловых потоков. Оценка изменения дисперсий энергетических
характеристик приводного слоя в диапазоне масштабов 3 ^ т ^
^ 720 ч существенна для параметризаций в задачах моделиро­
вания отклика атмосферы на вариации термических характери­
стик океана [195], Уменьшение средних квадратических отклоне­
ний для Т а , б Т а происходит на 70 %, Г® — на 50 %, V — и а 80 %,
что приводит к 50—60 %-ному уменьшению u Q H и uQK и 85%ному crQy. Уменьшение 0 происходит по экспоненциальному
закону
о{т) = а ехр(—л т ) +
т = т/720.
(2.22)
В табл. 2.5 приведены коэффициенты а и Ь зависимости
(2.22)
для различных параметров. Изменение сг в диапазоне
I ^ т ^ 240 мес отражает процесс вырождения амплитуды годоТаблггца 2.5
О ценка коэффициентов а и Ь зависимости (2.22) для различны х
парам етров приводного слоя при 3 ^ т ^ 7 2 Г ) ч
Параметр
т а
67
1,63
0,22
1,65
3,13
25,6
0,1 ч
0,18
0,12
5,1
а
Ь'
V
Ти!
Q v
'15,5
3,2
141,3
1(3,9
вого хода при внутригодовом осреднении. В этом диапазоне мас­
штабов отмечается линейное убывание дисперсий параметров при
экспоненциальной зависимости дисперсий потоков тепла, влаги
и импульса от т.
Кривые распределения значений потоков тепла, оцененных но
срочным значениям параметров, для всех месяцев года близки
к распределению Максвелла, что согласуется с распределением
48
значений модуля скорости ветра
[306]. При внутримесячном
осреднении увеличивается симметрия кривых распределения отно­
сительно математического ожидания, и начиная с т * = 5 , .. 10 сут
вш/мг
Иi f ' (2 ) (б).
распределение уже описывается нормальным законом {рис. 2.5а).
Значительную эволюцию в зависимости от масштаба внутримесяч­
ного осреднения претерпевают спектры среднемесячных потоков
Рис. 2,5. Эмпирические крниые распределения (я) и спектры среднемесяч­
ных потоков скрытого тепла (б) п р и т = 3 ч (./), т = 5 сут (2), т — 1 мес (3).
тепла, влаги и импульса. Помимо естественного уменьшения энер­
гии колебаний, отмечавшегося в [470], существенно меняется
структура
функций спектральной плотности (рис. 2.5 б ) . При
т = 3 ч (срочные значения) спектры имеют максимумы на часто­
тах 4—5 лет, 1 год и 4 мес. При увеличении т происходит умень­
шение энергии на частотах, соответствующих годовой и межгодо4 Заказ № 13
49
вой изменчивости, которая уже при тг= 10 сут становится неза­
висимой. Пики, соответствующие 4-месячному периоду, исчезают,
а начиная с т = 5 сут устойчиво проявляются полугодовые колеба­
ния. Такая эволюция спектра свидетельствует о сложных нели­
нейных процессах, приводящих к межчастотиому перераспределе­
нию энергии в спектре колебаний тепловых потоков при измене­
ния масштаба внутримесячного осреднения параметров.
Длительные 32-летине ряды срочных гидрометеорологических
наблюдений позволили построить аппроксимирующие зависимости
^(т) и получить формулы для коэффициентов
При построении
аппроксимирующих зависимостей учитывалось, что величины об­
ладают выраженной сезонной и межгодовой
изменчивостью
(рис. 2.3, 2.4), что связано с их зависимостью от стратификации
и скорости ветра. Наиболее сильно эта зависимость проявляется
для |и (т ), колеблющейся, например, при х = 30 сут в пределах
1,2— 1,7. Отдельно рассматривались случаи устойчивой стратифи­
кации (летние месяцы), когда увеличивается зависимость т от
скорости ветра. Ниже мы рассмотрим вклад отдельных корреля­
ционных членов в эти процессы. Аппроксимирующие зависимости
строились отдельно для т ^ 30 сут и для 1 ^ т < 24 мес, что свя­
зано с отмеченным выше различием режимов изменений Qh, Q e ,
Q v
в синоптическом, сезонном и климатическом диапазоне измен­
чивости. В результате были получены следующие аппроксими­
рующие формулы:
.
при 67 > 0
Ы *,
V) = 0,096 (1п т - 2,941)' + ’/(штЗгМ + ода^)) +
+ 1,018, 3 < т < 7 2 0 ч,
(2.23)
|н (т, йГ,
V )
= 0,089 ( 1 п т - 2,636)’ + '/(з.ш т ч + ол'^м) +
+ 1,076,
1 < т < 2 4 мес;
при 6 Г < 0
Ы т , ЬТ, V) — 0,107(1пт — 2 ,3 1 7 )1+ l/ ( * ll4 |W |W + ^ ” lVW) +
+ 1,041,
&
1Е (Х,
6 е ,
£с(т,
Ь е,
V )
I сут < т < 24 мес,
(2.24)
= 0,058 (1ПХ - 3 1144)1+0'шаб?т)+0'ш47<т) +
+ 1,039, 3 < т < 7 2 0 ч,
К) = 0 ,0 6 3 (!п т -3 ,8 2 6 )1+ плшй<Т) + 0’ш ',ТГ1Я
+ 1,023, 1 < т ^ 2 4 м е с ,
(t, К) = 0. 094(1пт-1, ОЭ1)1+ 1/1да7(1!)+ 1,021,
‘
3 < т < 7 2 0 ч,
(2.25)
£ v ( t , K) =
для т в часах,
50
1,058, 3 < т < 2 4 мес
— в метрах в секунду.
0 , 1 0 2 ( l n T - 0 , 8 4 1 ) l + 1/ft,M!art't> +
Ь Т
— в кельвинах,
V
Входящие в (2.23) — (2.25) величины
б е (т>, Vм соответст­
вуют осредненным за т параметрам. Таким образом, формулы
(2.2) при использовании в средних широтах открытого океана,
характеризующихся высокой синоптической изменчивостью при­
водного слоя н выраженным сезонным ходом, могут-быть допол­
нены коэффициентами (2.23) — (2.25), учитывающими масштаб
осреднения параметров:
Q H ( т ) = C p l ? C T l № 67У;
C U
(т) -
Q v
(т) = рC
L p
-b g l.
С п £ )
b e V .
(2 26)
y f f i V 2.
В практике климатических расчетов характеристик энергооб­
мена на границе океан— атмосфера часто используются средне­
месячные и среднегодовые климатические величины 6 Т , h e , V .
В этом случае внутримесячное и внутригодовое осреднение допол­
няется осреднением по ансамблю календарных месяцев или лет.
Тогда в (2.26) вместо |( т ) следует использовать величины £(т),
также зависящие от динамических характеристик приводного слоя
и стратификации и связанные с £ (т) следующими соотношениями:
|(ж>) = ^зо)(1 + 0 ) 0 6 4 6 r _|_0f0046^ ); !<“ *>= l,1 3 4 ^ f5);
l f >
=
|« 0) = ^
(I + 0,0536e H- 0,039V);
0 ) (1
+ o,OI84l/);
= 1 ,1 4 9 ^ ;
(2.27)
= 1,083^зи>.
Климатическое осреднение, как видно из (2.27), дает 10—20 %-ное
занижение потоков тепла и испарения и 5— 10 %-ное — потоков
импульса. Значения £(30> имеют выраженный сезонный ход с мак­
симумом в зимние и минимумом в весенне-летние месяцы.
При анализе поведения значений потоков явного и скрытого
тепла в зависимости от периода осреднения параметров отмеча­
лось монотонное убывание значений 6QH= ( C r 6 7 V — C T 6 T V ) и
& Q a = (СЕбеУ — C K 6 e V )
при увеличении т. Тем не менее нали­
чие в спектре изменчивости гидрометеорологических процессов
в среднЕгх широтах энергонесущих масштабов, связанных с атмо­
сферной синоптической изменчивостью и выраженным годовым
ходом, позволяет предположить
немонотонность
зависимостей
6 Q h (t)
и S Q e ( t ) . Такая немонотонность проявляется в поведе­
нии отдельных корреляционных членов, входящих в (2.14). На
рис. 2.6 приведены изменения значений корреляционных членов
в диапазонах 3 ^ т ^ 240 ч и 1 ^
^ 24 мес в размерности по­
тока температуры (10-а К - м/ с) . При внутримесячном осреднении
51
К‘М/с2
2,0
*
1, 3
-
\
о)
■К
Л\
V
\
/л
1,0
o,s
0,5
\\
V
0
О
*'
к2
Л
£
40
ЪЬ
*
^Лп
15 т мес
Рис. 2.1), Поведение
корреляционных
добавок
Ст bT'V1 (1),
b TCr V' (2),
V C' jbT ’ (3), C r V 6T' (4) к потоку явного тепла (а) и C n b e ' V (5), fieCE V' (5),
VC E be' (7), С'р Ье‘У (8) к потоку скрытого тепла (б) при различных диапазо­
нах т; изменение относительного вклада отдельных корреляционных членов
в величины ft Q н , 6 Q j в о среди еи пн за 32 года (е) и для отдельных месяцев (г).
52
монотонное убывание характерно только для членов
бe C ' E V
' ,
У С 'т Ь Т ' ,
содержащих
V C 'p; 5 е ' ,
корреляции
бT
C '
V f ,.
коэффи­
циентов обмена с независимыми параметрами. Значения C r & T ' V '
имеют максимум при т = 3 . . , 5 сут, что .согласуется с возраста­
нием корреляций Ь Т и V иа синоптическом масштабе, определяе­
мом сменой барических ситуаций, когда градиенты приводного
слоя
возрастают в арктических циклонах, характеризующихся
мощной динамикой, и ослабляются в полярнофронтовых. Член
C 'T 6 T ' V '
квазппостоянсн
при
3 ^ т ^ 240 ч, а Сябе'У' и
C ' ^ & e ' V '
возрастают в этом диапазоне от нулевых и отрицатель­
ных значений до 1,0— 1,5. В диапазоне 1 ^ т ^ 24 мес происхо­
дит резкое уменьшение всех корреляционных членов, которые уже
при т = 1 2 мес близки к нулю.
При увеличении т существенно меняется роль отдельных кор­
реляционных членов б формировании тепловых потоков. Приве­
денные на рис. 2,6 изменения их вклада в значения б Q j j и 8 Q e
показывают, что при т = 3 . ., 24 ч главная роль принадлежит
членам б T C ' r
V ',
V C ',r S T '
для
Q n
н
t> eC 'f, V \
При т = 3 . .. 10 сут возрастает роль корреляций
V C ^ b e '
S T ' V ' ,
для Qb,
С', б T
' V
,
8 e ' V '
it C ' ^ f i e ' V ' , которые, иачиная с месячного осреднения, по­
чти полностью определяют суммарные добавки 8 Q n и б Q E .
Сезонная эволюция отдельных корреляционных членов при
3
т ^ 240 ч приведена на рис. 2,7. Все члены имеют выра­
женный сезонный ход, а структура зависимости от т меняется
в течение года. В осенне-зимние месяцы локальный максимум
С т 6 T ' V '
отмечается при т = 1, , . 3 сут, а в весенне-летние он
пропадает или смещается на т = 5 сут, что соответствует летнему
ослаблению синоптической изменчивости. В осенние и зимние ме­
сяцы величины С ' S T ' V ' имеют минимум при т = 3._1_. 5 сут. В се­
зонном ходе корреляционные члены смещены по фазе от­
носительно друг друга. Сдвиги фаз годового хода для различных
членов относительно 0-фазы
ное
отставание
величин
V C 'T $ T '
С т Ь Т ' У
обнаруживают значитель­
относительно б Т С 'V ' и
У С ; б Г , достигающее при т = 1 2 0 ч 21,2 сут, и почти 3-месячное
опережение для величин С ', S
тина относительных фазовых
всех т.
■
(табл. 2.6). Качественная кар­
запаздываний сохраняется при
T ' V '
53
C y -sr r
(О), 6TC
'TV' (б),
VC'T6Г
(в),
c'.r fiT'V'
(г) при
изменении масштаба внутри месячного осреднения параметров.
Структура корреляционной добавки, т. е. вклад в значения
потоков отдельных членов (2.14), также существенно меняется
от сезона к сезону. На рис. 2.6 приведены эти изменения в диа­
пазоне 3
т ^ 240 ч для трех месяцев года. В зимние месяцы
начиная с т = 72 ч все корреляционные члены примерно равиоТаблица 2 .6
Сдвиги ф а з годового хода (сут) о тд е л ь н ы х к о р р е л яц и о н н ых член ов
в д и а п азо н е 3 < т < 1 2 4 0 ч отн оси тел ьн о 0 -ф а зы V С ^бГ ' при т => 3 ч
П ериод осреднения, ч
3
2-1
72
120
240
Ст ЪТ' V '
— 13,7
— 19,8
—22,6
—22,9
—23,7
V С'Т 6 Г '
0
—0,7
—1,4
— 2, 9
bTC' T V f
1,9
1,4
1,2
0, 3
0 ,4
C'j&T' V '
79,9
79,4
76,8
76,0
74,6
—3 ,8 '
правны в формировании добавки 6 Q Е к потоку скрытого теплаВ летние месяцы вклад V C ' B b e ' и беС ' V ' резко убывает в диа­
пазоне 3 < т < 72 ч и при т = 7 2 ч испарение почти полностью
определяется значениями
С % 6 e f V '
и
C ' &
Е
e ' V ' .
В осенние месяцы
член C ^ G e ' V ' при т = 72 я становится главным, определяя 75—
85 % значения b Q E . Интересно, что перестройка структуры кор­
реляционных добавок 5 Q , 6Qb, а также сезонных изменений
этой структуры происходит при переходе от т = 1 сут к т = 3 сут*.
т. е. когда уж е усреднены особенности субсиноптического мас­
штаба, связанные с внутренней структурой отдельных атмосфер­
ных образованны, но еще проявляется статистика самих образо­
ваний— циклонов и антициклонов.
Результаты анализа обобщены на рис. 2.8 в виде номограмм,
которые могут быть использованы в практике расчетов парамет­
ров энергообмена по осреднениым данным. Сравнение результа­
тов рис. 2.1 и табл. 2Д с данными рис. 2.8 показывает, что эф ­
фекты использования различных параметризаций
при
оценке
индивидуальных значений потоков сравнимы с эффектами осред­
нения исходных данных, связанных с введением в (2.2) допол­
нительных коэффициентов (2.15). С точки зрения крупномасштаб­
ного взаимодействия это особенно касается процессов обмена теп­
лом и влагой, для которых эффекты осреднения в диапазоне 1 ^
^ т ^ 120 мес не менее сильны, чем в синоптическом диапазоне.
h
55
/с
Ч'1! м /с
Рис. 2.8, Номограммы для определения коэффициента £я (т, V, 67’) и диа­
пазонах 0 < т < 7 2 0 ч (а), 1 < Tsg24 мес (б).
Б необходимости учета этих эффектов и состоят особенности ис­
пользования интегральных параметризаций
аэродинамического
метода при исследовании крупномасштабных процессов. Здесь
надо выделить два аспекта.
Во-первых, часто возникают споры о том, стоит лн при ана­
лизе крупномасштабного энергообмена учитывать внутримесяч­
ное осреднение? Видимо, если задаться целью получить достовер­
ные режимные характеристики тёпловлагообмена, описать иа ко­
личественном уровне их годовой ход и межгодовые вариации, то
стоит. Однако если ставить задачи изучения пространствениой
дифференциации именно крупномасштабных потоков тепла, не
лучше ли анализировать данные, отвечающие масштабам сезон­
ного хода и межгодовой изменчивости, без привлечения парамет­
рического описания синоптических процессов? Это позволит вы­
делить ту часть потоков энергии, за которую непосредственно от­
ветственны крупномасштабные процессы.
Во-вторых, анализ зависимостей на рис. 2.2, 2.6 в «крупномас­
штабном» диапазоне 1 ^ t ^ 120 мес позволяет найти подходы
к параметризации, например, сезонного хода при исследовании
климатической изменчивости энергообмена. Такие параметриза­
ции могут строится через сопоставление добавок й ря , бфл’ или
отдельных корреляционных членов {2.14) с интегральными пара­
метрами, характеризующими наиболее важные особенности вы­
бранного диапазона масштабов.
2.2. Формирование крупномасштабных термических
и влажностных контрастов приводного слоя
к фазовых различий годового хода
термических характеристик атмосферы и океана
Процессы крупномасштабного энергообмеиа в системе океан—
атмосфера связаны в первую очередь с термическими контрастами
водной и воздушной оболочек и фазовыми различиями годового
хода термических характеристик океана и атмосферы.
При оценке роли различных частей системы атм осф ер аокеан—суша (А—О—С) исходят из их относительной теплоемко­
сти [207], Масса атмосферы 5,3- 10iS т, удельная теплоемкость
воздуха 1 - 103 Д ж / (кг • К) и соответственно теплоемкость 5,ЗХ
Xl Ols М Дж/К. Для океана принимается во внимание его верхний
деятельный слой толщиной 240 м, где отчетливо выражены сезон­
ные
колебания.
Его
масса 8,7 * 101в т, теплоемкость 36,5Х
Xl OIJ М Дж/К. Деятельный слой суши имеет среднюю толщину
10 м, при плотиостп 2 т/м3 массу 3- 10*г’ т, теплоемкость 0,8Х
ХЮИ МДж/К- Отношение по массе А : 0 : С = 1 : 16,4:0,55, а по
теплоемкости 1: 68, 5: 0, 45. Размах годовых колебаний в атмо­
сфере может превышать 100 °С, а в открытых частях океана до­
стигает 15°С, и, следовательно, средние амплитуды годовых коле­
баний температур поверхности океана и приземных температур
5т
воздуха различаются в 5—6 раз; с учетом этого соотношения
роль океанского компонента примерно на порядок превышает
роль атмосферного компонента в формировании тепловой измен­
чивости климатической системы.
Выбор сезонной составляющей как меры тепловой изменчиво­
сти климатической системы наиболее показателен. Дело в том,
что колебания температур во всех других временных масштабах
менее значимые. Общий спектр временной изменчивости темпера­
тур имеет минимум на масштабах от десятков до нескольких со­
тен лет, где изменчивость температур не превышает 1 йС, И от
этого минимума изменчивость возрастает как в область более вы­
соких частот, достигая локального максимума на сезонных мас­
штабах, так и в область более низких частот, где локальный мак­
симум достигается на периодах в десятки тысяч лет, отвечающих
повторяемости ледниковых периодов.
Из сопоставления теплоемкостей океана и атмосферы стано­
вится ясно, что в среднем океан является тепловым резервуаром,
значительно превосходящим атмосферу по запасам внутренней
энергии. Этому же способствуют особенности радиационных пре­
вращений в океане и атмосфере, описанные выше. Средние тем­
пературы океана и атмосферы различаются по разным данным
на 19—21 °С. Термический контраст деятельного слоя океана
(а; 1000 м) и стратосферы составляет 8— 14°С. Крупномасштаб­
ный теплообмен океана и атмосферы определяется разностями
температур вода— воздух. Средняя температура поверхности воды
17,5 °С, примерно на 3°С выше температуры приземного воздуха
(14,6°С). На большей части поверхности океана в течение боль­
шей части года эти различия лежат в диапазоне 1— 2 °С. Макси­
мума (5—7°С) они достигают во фронтальных областях, приуро­
ченных к границам теплых и холодных течений — Гольфстрима
и Лабрадорского, Куросио и Курильского, где складываются спе­
цифические условия выноса на теплую поверхность океана холод­
ного континентального воздуха. Примерно то же можно сказать
и о формировании градиентов влажности в приводном слое атмо­
сферы. Ниже мы подробно рассмотрим пространственную диффе­
ренциацию разностей T w— Т а я е а — e z , а также их сезонную из­
менчивость.
Важнейшей особенностью взаимодействия океана и атмосферы
на масштабах сезонного хода являются амплитудно-фазовые раз­
личия тепловых характеристик атмосферы и океана. При иссле­
довании крупномасштабных процессов с точки зрения анализа
фаз, как правило, обращалось внимание на некоторые предель­
ные случаи: синхронные и асинхронные связи [1J3, 300]. Объек­
тивные трудности фазового анализа на основе традиционных ме­
тодов спектрального оценивания связаны с недостаточной дли­
тельностью рядов наблюдений. Отсутствие количественных оценок
фазовых сдвигов сдерживает работы по моделированию годового
хода п лишает исследователей возможности сопоставлять про­
цессы по одному из основных параметров.
58
Для анализа сдвигов фаз квазициклических процессов нами;
предложен подход, основанный на рассмотрении двухпараметри­
ческих фазовых диаграмм [86, 91, 173, 174]. Остановимся кратко
на существе и феноменологии этого подхода, ниже (Приложение)
будут рассмотрены его физические основы.
Процессы энергообмена между океаном и атмосферой, а также
процессы преобразования энергия з этих средах можно охаракте­
ризовать двумя параметрами (для каждого процесса), т. е. пред­
ставить их как двухпараметрические. Выбор каждой пары пара­
метров определяется физическими особенностями исследуемых
процессов. В координатах этих параметров на плоскости могут
быть рассмотрены их зависимости зо времени, которые для цикли­
ческих процессов образуют замкнутые траектории или петли. Т а­
кая траектория отражает изменение состояния системы в течение
одного цикла и в некотором смысле аналогична фазовой траекто­
рии колебательного процесса на фазовой плоскости. Построение
фазовых диаграмм для различных физических процессов в атмо­
сфере и океане по экспериментальным данным может служитьцели объективного и физически обоснованного выделения про­
странственных структур. Для различных процессов могут быть
рассмотрены следующие фазовые траектории:
для процессов обмена на границе океан— атмосфера —
Г„{0 = К М 0 ) ;
V ( t )
=
f ( T a
(t));
(2.28)<
для процессов в атмосфере —
РЛ 0-/(ГЛ0); M O -ftM O );
(2.29)
для процессов в океане —
T)(0“ f ( Т’- ( О) .
(2-30).
где И — высота какой-либо характерной поверхности в атмосфере
(например, 500 гПа); h — глубина верхнего квазиодно родного слоя
океана. Прямое влияние в системе уровень— атмосферное давле­
ние отражает зависимость
Р Л 0 = Кт1 (0).
Может быть предложен и ряд других зависимостей. Кривые
(2.28) характеризуют процессы переноса свойств между океаном
и атмосферой, Кривые (2.29) и (2.30) отвечают преобразованиям
энергии в атмосфере и океане и имеют термодинамический
смысл.
Некоторые пары параметров в (2,29), (2.30) соответствуют
классическим термодинамическим переменным.
59
На рис. 2.9 приведены зависимости в координатах «темпера­
тура воды — температура воздуха» и «упругость насыщения —
влажность воздуха», построенные по среднемесячным данным
в одном из районов Северной Атлантики, За годовой цикл кри­
вые образуют петли, площади которых равны
S (ТшТ а) = ф г ^ г » ;
5 (ейвг) = § e j e ,
(2.31)
или в параметрической форме
Г
s
( T w T a)
= f
о
Т
T m М
± -
ш
d t
; 5
( е ие г )
=
\
о
е„
d t
ш
,
(2.32)
где т — годовой период. На рис. 2.9 траектории 7,H= f(T1„) приве­
дены в безразмерном виде для четырех эиергоактивиых областей
Северной
Атлантики.
Использовались безразмерные темпера'■v
туры
60
Т
и в соответствии с формулой
T
-
(
T
-
T K m ) / A T ,
где Т и Т — обезразмереиное и фактическое значения темпера­
туры; Т мш— минимальная для дайной петли температура; А Т —
диапазон изменения температур. Петли на рис. 2.9 различаются
по площади, конфигурации, углу наклона большой оси, что сви­
детельствует о существенной изменчивости от района к району ха-
Рис. 2.9. Г«, Т,i-петля и e0l е^-петля (а ); безразмерные Та, Г*,*петли для Нор­
вежской ( / ) , Ньюфаундлендской (2), Гольфстрим (3) н Тропической (4) ЭАО (б);
Т„ , 7'и-нетлн за 18-летиий период для района Ньюфаундленда в размерном и
„
безразмерном (на врезке) видах (а).
рактеристик и вида рассматриваемых кривых. В этой связи воз­
никает вопрос об их устойчивости во времени в одном районе.
На рис. 2.9 приведен своеобразный фазовый портрет: траектория
в координатах «7\„— Т а » в точке юго-восточнее о. Ньюфаундленд
за 18 лет с 1957 по 1974 г. Видно, что она достаточно устойчива,
что особенно очевидно при обез размеривании. Таким образом, и а
61
фоне достаточно сильной пространственной дифференциации ха­
рактеристик петель отмечается их устойчивость во времени [84].
В работе [93] анализируется зависимость параметров петель
от периода осреднения данных, а в [83] предложен алгоритм вос­
становления данных с помощью фазовых диаграмм.
Ранее фазовые диаграммы использовались для сопоставления
решений в теоретических моделях и сравнения их с натурнымиданными [408]. Имеется опыт их применения для контроля и вы­
браковки гидрологических данных. В [169, 176] зависимости Р а =
= f { т|) использованы для анализа энергетики метеоприливов. Не­
которые приложения к динамике неприливных устьев рек приве­
дены в [203]. Нами они будут применены для анализа природ­
ных циклов в процессах взаимодействия (главным образом годо­
вых) по экспериментальным данным.
Фазовые кривые, приведенные выше, отражают сдвиги фаз
в годовом ходе между параметрами атмосферы и океана. Направ­
ление обхода петель на рис. 2.9 свидетельствует об опережении
в годовом ходе термических и влажностных характеристик по­
верхности океана
соответствующими характеристиками атмо­
сферы, т. е. по термическим параметрам атмосфера в годовом:
ходе опережает океан.
Если в формулу (2.31) осуществить гармоническую подста­
новку для температур воды н воздуха для первой гармоники
с периодом 1 год:
Т ш
= 7\,0 COS Ш
) :
Т а
—
Т
ао COS [c.lf — ф { Т а , Т а ) ] ,
то при интегрировании за период с учетом о= 2л :/х получим
5
( г шт а)
= (
о
т т
cos (« о д[Гд"гг,я
.
d t
=
m
= ТшаТа<^sin[ср(7W)],
откуда для фазового сдвига имеем
ф
а)
= arcsin [ S
(2.33)
( T - . T a ) j ( n T w aT aa) ] ,
где
Гмо,
Тдо — амплитуды колебаний температур. Выражение
(2.33) предполагает относительно простой вид сезонного хода тем­
ператур воды и воздуха, составленного первыми гармониками го­
дового периода. Если представить годовой ход температур в видесуммы двух гармоник (годовой и полугодовой):
Т ш
== T
wl
cos (со/ + <ра.,) +
T W1
соя {2со( + фиг);
(2.34)1
т а
-
T al
COS ( t i > t -f- фв|) - f
T as
COS (2ai t 4- фаз),
то подстановка (2.34) в (2,31) даст
S { T J ' a)
62
—
T’nnT’aiJt-sfn [ф! (7';t,Ta)]-i-
T w „Ta tn
sin [фа( T w T
a )],
где «^(ГтоГа) = Ф 0 1 — Фи11; фа( Т т Т а) = фа2 — фю1. Интегралы от пе­
Т
рекрестных членов типа
Jcos (о^) sin (2
o j/
d t )
обращаются в нуль.
о
Полагая
ф,
T v& = * km T u n ,
( T J T B) =
Т< & —
arcsin [ S
к а Т а1,
для фазы (pi(7’№7’a) имеем:
( T J T a )l(jiT M
T a i)
—
k j t a
sin [<h
[ T m T e )].
(2.35)
В главе 5 приводится анализ сезонной изменчивости полей темпе­
ратур воды и воздуха в океанах Северного полушария. Хотя
почти повсеместно, например в Северной Атлантике, полугодовые
колебания оказались значимыми, отношение амплитуды полуго­
довой гармоники к годовой в среднем по акватории составляет
0,15—0,30 и лишь в приэкваториальной области возрастает до 1,0
и более. Это соответствует ширине экваториального пояса [108,
109], составляющего ± 6 , 13° широты, где амплитуды полугодовой
гармоники превосходят амплитуды годовой. Полагая даж е
ц> 2 . ( Т 1 0 Т а ) & i < p i ( T - u , T a ) ,
а в соответствии с [274] сдвиг фаз qpч { Т ъ Т а )
несколько меньше q > i ( T w T a ) , получаем,
что величина k , 0 k a X
Xsi n [ф2(Т1СТа)] в (2.35) составляет менее 0,1 от S ( 7 V , T а ) / ( п Т ы Х
X T a i ) на большей части акватории, за исключением приэкватори­
альных районов. Это говорит о достаточно высокой точности фор­
мулы (2,33).
Фазовые запаздывания температуры воды относительно темпе­
ратуры воздуха составляют в среднем но Мировому океану 8—
12 сут с вариациями от отрицательных значений до 25— 30 сут.
Средние опережения в годовом ходе приводной влажностью упру­
гости насыщения несколько выше— 10— 15 сут. Подробный ана­
лиз пространственной картины сдвигов фаз будет дан ниже. Опе­
режение по фазе термическими и влажностными характеристи­
ками атмосферы соответствующих параметров океана должно
приводить к направленным из атмосферы в океан сезонным по­
токам. Однако в плоскостях « Т ю — Т а » и «са ■
— е г » вся петля нли
большая ее часть (рис. 2,9) лежит ниже линий Т т = Т а и е й = е2,
т. е. в полуплоскостях, где Т ю > T a t е о >• е г . Таким образом, этот
поток является своеобразным «потоком холода» кз атмосферы
в океан и' соответствует потоку тепла в обратном направлении.
Выражение «поток холода» указывает здесь на физику процесса
сезонного теплообмена, в котором активная роль принадлежит ат­
мосфере. При анализе зависимостей T a = f ( T v >) , e z = f ( e о) возни­
кает вопрос о существовании сезонных потоков тепла в случае,
когда, например, S ( T i e T a . ) = 0, Т а = у Т ю , причем у=^1. В этом слу­
чае остается постоянная климатическая часть потока, определяе­
мая положением линии T a = y T w относительно линии Т № = Т п , а его
циклический компонент обращается в нуль. То есть возникает
аналогия с энергетикой колебаний, возбуждаемых внешней силой,
где выделяют две составляющие мощности: активную и реактив­
ную, отвечающие соответственно противофазной и синфазной по
отношению к внешней силе составляющим колебательного
63
процесса. T w , То-петли и ео, ег-петли как раз отражают энергетику
первой составляющей колебаний.
В отставании по фазе от атмосферы в годовом ходе состоит
одно из глазных отличий океана от других компонентов климати­
ческой системы — суши и ледников. На рис. 2Л0 приведены фа­
зовые кривые температуры воздуха и температур почвы и поверх-
_
'
Рпс. 2.10. Фазовые кривые в коордннагах «температура
подстилающей поверхности*—температура воздуха» для
суши Гп= / (7's) (а) (I, 2 — Центральные и За-унгузскна
Каракумы) к снежно-ледяного покрытия T,t = f(T;) (б)
(1 — о. Врангеля; 2 — Антарктида).
иостп снежно-д единого покрова. Температуры почвы опережают
в годовом ходе температуры воздуха, фазовые различия состав­
ляют от 2 до 12 сут. В случае с ледниками температурные ко­
лебания подстилающей поверхности отстают от годового хода
температуры воздуха. Фазовые разногласия составляют 2— 5 сут,
а наибольшие сдвиги (до 6 сут) отмечаются на береговых стан­
циях Антарктиды.
Отметим, что природа фазового опережения температурой воз­
духа температурных колебаний в воде и на поверхности льда
64
различий. Главными факторами такого опережения над океаном
являются аномальная теплоемкость воды и повышенная способ­
ность атмосферы над океаном поглощать приходящую и отражен­
ную океаном солнечную радиацию. Другое соотношение теплоем­
костей и более прозрачная (менее облачная) атмосфера над мате­
риками приводят к фазовым различиям противоположного знака.
Главными же факторами формирования сезонного хода над лед­
никами оказываются их аномальное (по отношению к океану и
« %
Рис. 2,11. Зависимость фазовых различий годового хода терми­
ческих характеристик подстилающей поверхности и атмосферы
от альбедо для Мирового океана ( J ) , суши (2), снежи о-лед я кого
покрытия (3), Положительные значения фазовых сдвигов соот­
ветствуют опережению температурой подстилающей поверхности
температуры атмосферы в годовом ходе.
суше) альбедо (80—90 %) и конденсация на холодной поверхно­
сти атмосферной влаги, благодаря которым даж е при безоблач­
ной атмосфере надо льдами формируется отрицательное фазовое
разногласие. В случае высокогорных ледников (сухой лед), где
высокое альбедо несколько нивелируется наклонами, а атмосфера
представлена более высокими слоями, с еще меньшим поглоще­
нием радиации и почти не содержит влаги, отмечается опережение
по фазе воздуха поверхностью льда (рис. 2,10) (положительное
фазовое разногласие). Таким образом, выявляется специфическая
роль низкорасположенных ледников (плавучих льдов) как ло­
кальных нагревателей атмосферы.
Взаимосвязь радиационных характеристик (альбедо) и фазо­
вых разногласий отражена на рис. 2,11, иллюстрирующем зависи­
5
З ак аз № 16
65
мость фазовых сдвигов от альбедо для океана, суши и ледников.
Отмечается устойчивое увеличение модуля сдвига фаз с увеличе­
нием альбедо для всех трех подстилающих поверхностей. Взаимо­
связь фазовых различий и альбедо, характеризующую роль раз­
личных сред в формировании теплового состояния климатической
системы, отражает табл. 2.7, Отклонения альбедо от его среднего
для земного шара значения показывают, что знак отклонения обратен знаку сдвига фаз между атмосферой и подстилающей по­
верхностью, исключая случай плавающих припайных и шельфо­
вых льдов, где преобладающую роль играет локальная динамика
влаги. Подробный анализ фазовых различий термических харак­
теристик океана, суши, льдов и атмосферы приведен в [174].
Таблица £.7
Ф азовые различия в годовом к о д е тем п ер ату р во зд у х а и -подстилающей
поверхности и альбедо д л я океанов, м атериков и ледников
Альбедо (в откло­
нения.1: от сред­
него)
Сдвиги
фаз, сут
Термическая роль
в климатической
системе
Океаны
0,03 —0,02
(—0,20)
-II ± 8
Н агреватель
Суша
0,05—0,05
(+ 0 ,0 7 )
+6 ± 4
Холодильник
Ледники и снежинки
на уровне моря
0,55—0,94
—4 + 1 , 5
Нагреватель
Высокогорные ледники
0,70—0,90
+2
Холодильник
■ Анализ причин существующего фазового соотношения между
годовыми температурными колебаниями в воздухе и воде приво­
дится на основе модельных интерпретаций годового хода в [52,
53, 247, 248, 264, 279, 310]. Как правило, такие модели исходят
из уравнения переноса тепла, в котором различные авторы с раз­
ной степенью полноты учитывают факторы формирования циклич­
ности в океане и в атмосфере. А. А. Пивоваров и Во Ван Лань [52,
53] построили нелинейную модель для стратифицированного оке­
ана и учли объемное поглощение лучистой энергии верхним слоем
океана. В [233] анализируется суточный ход температур поверх­
ности воды и воздуха. Получено отставание по фазе температуры
воздуха от температуры воды, что не согласуется с эмпирическими
данными, согласно которым н в суточном ходе температура воз­
духа опережает температуру воды.
Влияние радиационных притоков тепла в атмосфере и адвек­
ции тепла на взаимосвязанные температурные колебания годового
периода в пограничных слоях океана и атмосферы рассматрива­
66
ется в работе Ю. Д . Реснямского [248]. Температурные колеба­
ния в пограничных слоях возбуждались периодическими по вре­
мени радиационными притоками тепла, не зависящими от гори­
зонтальной координаты. Задача рассматривалась в области за ­
падного переноса
умеренных широт и была сформулирована
в виде двух уравнений притока тепла для океана и для атмо­
сферы:
оо
(2.36)
Ь
= [рСрСо | и | (1 - В о -)]/(р С Д ),
где b = C e \ u \ / h - s 0 — потенциальная температура; р — плотность;
— удельная теплоемкость при постоянном давлении; h — тол­
щина пограничных слоев; и — горизонтальные скорости течения и
ветра вдоль х; г п — коэффициенты разложения в ряд Фурье пе­
риодических по времени радиационных притоков тепла; ©и — ча­
стота, соответствующая годовой гармонике;
Се— коэффициент
теплообмена; В о — соотношение Боуэна; тильдой помечены харак­
теристики, относящиеся к океану. Учет радиационных притоков
тепла в атмосфере позволил получить в решении [247, 248] превы­
шение по амплитуде и опережение по фазе температуры воздуха
относительно колебаний температуры воды. Влияние адвекции
задавалось граничными условиями на западном берегу океана.
Полученное в этом случае отношение амплитуд колебаний темпе­
ратур воздуха и воды составило 1,05— 1,20. Разность фаз всюду
была положительна и изменялась от 1 до 20 сут, В рассмотрен­
ной работе, видимо, впервые были обоснованы в модели опереже­
ния в годовом ходе температуры воздуха по отношению к темпе­
ратуре воды. Однако в [247, 248] не учитывался факт преимущест­
венного радиационного нагревания атмосферы от океана, т. е.
радиационный теплообмен между океаном и атмосферой, искусст­
венно устанавливался радиационный баланс, не был описан го­
довой ход скоростей ветра и течения. Эти моменты оказались
в иоле зрения [263,. 264, 274, 275], где дано последовательное объ­
яснение существующих фазовых
рассогласований температур­
ных и влажностных полей на основе малопараметричсскоп
модели.
■
C v
5*
67
Система уравнений [263] близка по виду к [248], но содержит
переменные коэффициенты:
+ и grad T w +
(Q и + Q e +
CppA
Й 0 = ^гШ г ;
Ся рЛ
-
(2.37)
■ - ^ 2- + u g r a d r D - - 5 ^ r (Qw +
/Л )
/•but
где IR, I R — баланс инфракрасной радиации океана и приповерх­
ностного слоя атмосферы; q и q — суммарная солнечная радиа­
ция, поглощаемая в единицу времени океаном и пограничным
слоем атмосферы. Параметризация турбулентных потоков явного
и скрытого тепла использовалась в виде обобщения (2.2):
Q h +
Q e =
р С р С т (I
+
Во"1) и ( T w
-
Гя),
(2.38)
где Во =0,2; С т = 10-3. Использование постоянной величины Во
и постоянного коэффициента обмена, естественно, является силь­
ным приближением, однако эго упрощение необходимо иа данном
этапе для объяснения температурных фазовых рассогласований.
Для параметризации IR, IR запишем уравнения радиационного
баланса поверхности океана и пограничного слоя атмосферы:
IR = o T i - toTi-,
(2.39)
[R = I (вТ*ш — оТа) — Rb,,
где о — постоянная Стефана—Больцмана; Яьг— баланс тепловой
радиации на верхней границе пограничного слоя атмосферы, оце­
ниваемую в предположении отсутствия скачка температуры иа
верхней границе как
Л6, - о Г ^ | ( 1
(2.40)
- к ) ,
где Ть — температура на верхней границе перемешанного слоя,
полагаемая const; U— его относительная излучательная способ­
ность; 12 — относительная излучательная способность остальной
атмосферы. В соответствии с [263] можно считать /i = 0,5, fa = 0,6.
С учетом (2.38) — (2.40) для (2.37) можно записать:
[Qw ■+■Qb Н“
= [рСрСУ (l -(- Во 1) и (Tw — Ти)
<зТ&— /о7*д];
[Qh + IR] = [рCPCTu{ Tw - Т а) - h ( f t - ГЭД,
что позволяет замкнуть систему (2.37).
&8
Для параметризации суммарной солнечной радиации в [264]
предложено
Я (0 = <V<7 OS),
где
Скорость ветра задавалась, как функция времени,
первой гармоникой годового периода:
и (t) =
cos (orf + tp).-
Осреднение (2.37) с учетом (2.39) проводится для среднеш и рот­
ных областей Северной Атлантики и Северной Пасифики, где пре­
обладает перепое с запада на восток в течение года (35—40° с. ш.,
30—60° з. д. для Атлантики и 160— 180° в. д .'д л я Пасифики).
Четвертые степени температур в (2.39) заменяются их; прибли­
женными линейными выражениями:
Г 1л; 4Т1Т — 37с,
что позволяет линеаризовать (2.37);
d T w f d t
+
С , и
(£) (Ги, — Т а) -f~k
tT w
— р Т а = а (t ) — 2^ (0~Ь
'
d T al d t
c w\
(2.41)
- \ с ги Щ + й.] (Г« - Т а) « a (£) - 2 а (*) - с а .
где
Система (2.41) преобразуется в уравнение второго порядка отно­
сительно 7\„:
*
d3T w/d t“-)- (с.м -|- kn) dT wjdi -J-
— p ) (сги Ц- fe2) Tw =
= (c,u + p) (a — Z a — ca) + (c2u + hi) (a —
+ cw).
(2.42)
Отсутствие в решении собственных колебаний и параметриче­
ских резонансов позволяет представить решения (2.41), (2.42)
в виде
00
Тш (t) = Two +
E [ r i t COS (£cotf) - | - Tzsii Sin
Подстановка- (2.43) в уравнения дляТ™ и Т а дает систему ал­
гебраических уравнений, разрешаемую относительно амплитуд и
фаз первой годовой, а также каждой из следующих гармоник.
Сдвиг фазы T w относительно солнечной радиации определяется
выражением
Дфш = — arctg —г——
— = — arctg---------------------------------—--- =-.(2,44
ч,и ш
в k ,- p
со
s 4 (1
— /) а Т ц
V
Так как
— р , отставание T w по фазе
относительно сол­
нечной радиации
составляет около 3мес.
Такое отставание для
T w является предельным и тем ближе к 3 мес, чем выше тепло­
емкость пограничного слоя. Можно получить приближенные фор­
мулы для амплитуд температурных колебаний:
7\ui йй — F ,/(соСрр/г);
Т а \
Яй <
\j7
w| -f- f i >
Т
(2.45)
я,),
где F i j ( C p p h ) ; f i — амплитуды годовых гармоник q и д . Выраже­
ние для разности фаз годовых гармоник T w и Т а имеет вид
■
ф(3\Л'0) = - ~ arctg
arctg (-^ -С р р й 8ф(в),
(2.46)
где ЛвфАгбО м для средних широт Северной Атлантики. Проведен­
ные оценки дали следующие значения: Tlt>i» 3 ,0 К, 7\ii = 3,l К,
^(T’wT’a) = 14 сут, что, как мы увидим, близко к среднему значе­
нию для умеренных широт Северного полушария. То есть погло­
щение атмосферой солнечной радиации, не изменяя амплитуд
годового хода, формирует значительное фазовое запаздывание
<р(7’щ7’а)- Учет притоков коротковолновой радиации в атмосфере
увеличивает амплитуду Т } 0 на 10%, не меняя ее фазы. Учет ад­
векции увеличивает амплитуды колебаний в воде и в воздухе со­
ответственно на 0,3 и 0,6°, а ф { Т № Т а ) при этом возрастает до
22 сут. Переход к модели, учитывающей динамику А, практически
не изменяет фазу первой гармоники T w , что объясняется большой
тепловой инерцией ВКС.
Таким образом, в формировании фоновых значений фазового
сдвига годовых температурных колебаний в воде и в воздухе пре­
обладающую роль играет поглощение солнечной радиации в ниж­
них слоях атмосферы. В то же время локальные максимумы фа­
зовых сдвигов формируются в основном благодаря адвекции тепла
течениями. Этот результат является правомерным, поскольку для
поддержания в течение достаточно длительного периода времени
больших потоков тепла необходим постоянный адвективный при­
ток тепла в океане и отток тепла в атмосфере.
70
Анализ ам плиту дно- фазовых характеристик сезонного хода
влажности проведен в [278] с приложением к Красному морю,
характеризующемуся быстрым замещением воздуха над аквато­
рией, что приводит к выносу испарившейся с поверхности влаги.
Аналогом, хотя и не совсем точным, п открытом океане являются
пассатные области.
Уравнения (2.37) дополняются уравнением баланса влаги:
й(> d
q j d t
—
{<?«, ( T
(>Сц и
w )
—q
a)
----- W
(2.47)
,
где W — количество влаги, переносимой в погранслое атмо­
сферы через границу рассматриваемой области. Вместо
(2.38)
воспользуемся параметризацией типа (2.2), предполагающей не­
зависимое описание Q
и Q - Линеаризация (2.47) и переход от
удельной влажности к абсолютной приводит к
h
_
e
р
(а +
b T w
- ех) =
(2.48)
W ,
где
/) = Сд'«/й;
а = — 533,6 гПа; 6 = 1,9 гП а/K; а = — рЯГао/^п;
— среднегодовое значение 7а; р-ц— масса моля пара; R — уни­
версальная газовая постоянная. Описание выноса влаги восходит
к учету ее переноса через верхнюю границу погранслоя атмо­
сферы, горизонтального выноса на материк и муссонного переноса
с Индийского океана. Первые две составляющие можно задать
как
Т пи
W
=
W
(2.49)
n +
где W n = const; x e — скорость выноса, зависящая от климатических
параметров, которая параметризуется как
'
T e ( t )
=
A
- B
{
T
w
~
T
(2.50)
Il) .
Выражения для амплитуд н фаз годовых гармоник
таковы:
T w [ = G, (1 + у ) /У а яй 0 \ !
щ
е,| - « f i m
m
> С?1бу/лД « Gibyl [и (У + *)];
Т
w и
е г
(2.51)
(2-52)
__ w
L arctc*
^ + Xr ■•
<!>»■—
arctg м
yXw
4'<«i = - ^ arctg - 7 f < b i .
i]
где индексы «1» и «2» отвечают соответственно соз-компоненту
и sin-компоненту;
G i = F i - \ - k e z o B q i { [р + тео];
y = p f o e о; Д = « 2Х
X ( у + 1)г+ ( й т*>+'е*)а; f i = ? i ( l + 6 r ) / ( C Pp/i);
— равновесное
значение е г , определяемое как
,
1 .» ^р(а + ьт« )
-
a W
^ -
t2 -^3)
71
Оценки, проведенные при С.Е=1, 12- 10~3, Сг ==Ю“3, р = 4,3 • Ш ^ с '1,
•^ = 6,8 • 10-9 с-1, т* = 6,5> 10“B с-1, дали опережение по фазе T w го­
довой гармоникой I?! на II сут, которое определяется связью
(2.51) и при ее отсутствии ие проявляется.
Таким образом, фазовое опережение влажностью воздуха тем­
пературы воды объясняется увеличением скорости выноса влаги
на материк в зимний сезон за счет усиления процессов конвекции.
В области пассатной циркуляции этот сдвиг объясняется зимним
усилением меридиональной ячейки атмосферной циркуляции.
Термические и влажностные контрасты океана и атмосферы,
а также фазовые рассогласования годового хода параметров воды
и воздуха являются важнейшими интегральными характеристи­
ками крупномасштабного энергообмена в системе океан— атмо­
сфера и могут служить отправной точкой создания параметриза­
ций крупномасштабных потоков тепла и влаги иа границе.
2.3. Параметризация крупномасштабных потоков тепла
на границе океан—атмосфера
Для описания крупномасштабного теплообмена в рамках (2.2)
необходимо выделить составляющие динамических полей, которые
соответствуют крупномасштабным термическим процессам. Та­
кими динамическими составляющими являются зональная цирку­
ляция, характеризующая взаимодействие низких и высоких ши­
рот и мусонные движения, отвечающие обмену воздухом между
океанами и континентами. Ниже мы более подробно остановимся
на этих процессах. Здесь же воспользуемся лишь теми сведени­
ями, которые необходимы для получения соотношений, характери­
зующих крупномасштабные (сезонные и климатические) потоки
тепла на границе океан—атмосфера. Входящий в (2.2) ветер мо­
жно для крупномасштабных процессов представить как связанный
с градиентами барических полей с учетом негеострофичности
V
= 0,7 V
a
=
? Р а ,
(2.54)
где f-=2£l sirup — параметр Кориолиса. В. В. Шулейкиным [326]
было получено соотношение между приземными температурными
и барическим полями:
grad
= —n g r a d 7 \,
(2,55)
где
n = - 2Г0
? r ~ RTo
W ^— W
gH *
В (2.56)
Н
<2 -56>
— высота, на которой годовые колебания горизонталь­
ных температурных градиентов обращаются в нуль; То — средняя
температура этого слоя; Т , Р — температура и давление у Земли;
индекс «0» соответствует условиям, принятым за нормальные;
72
R — газовая постоянная. Выражение (2.55) определяет взаимо­
действие сезонных тепловых и барических полей в мусонном поле.
Представляя атмосферное давление в виде [94]
Ра = Р т + е „
(2.57)
где Р -t— давление сухого воздуха, при переходе к градиентам
имеем
\ Р а = у Р г + увг(2.58)
Все выкладки, проведенные В. В. Шулейкиным [326] для получе­
ния (2.55), справедливы для сухого воздуха. Тогда можно (2.55)
представить в виде
VPr ------ П'УГЯ,
(2.59).
где коэффициент ГР не равен П. С учетом (2.58), (2,59) вместо
(2.54) имеем
К
Т
<_ П 'у7'‘1 + 7йг)-
<2 '60)
Выражение (2.60) можно считать справедливым для климатиче­
ских и сезонных движений атмосферы. Ниже мы обсудим особен­
ности оценки ГГ для процессов различных масштабов.
Возвращаясь теперь к соотношениям (2.2), подставим в них
(2.60) и проинтегрируем (2.2) за годовой цикл х в предположе­
нии знакопостоянства (Т к — Та) и (ео — £г) на отрезке [0, т]:
Q H
=
C PC i
,0
11 (7V *)
-
1 { T a e z ) -
П 7 (T
w T
e) + П ^ (Г иГа) ];
(2.61)
Q e
=
L
C Ea
\ {
(епег) - ГГ/ ( e t T
a )
+ TT7 (ezT a)
-
I {ez e z )\,
где cr = 0,7/f; величииы Q h , Qe соответствуют проинтегрированным
за год потокам, введено обозначение
I
((•;) =
J tv ; d t .
о
■
Используя (2.61), можно рассчитать потоки явного и скрытого
тепла. Существенную трудность здесь представляет вычисление
градиентов V Та, 7 ez по экспериментальным данным, однако для
годовых циклов они могут быть заменены величинами, легко опре­
деляемыми по временным рядам наблюдений.
Предполохшм, что поля температур воды к воздуха и влаж­
ности имеют следующую структуру:
Тс (х, 0 - Г, (х) + У T tj (х, t) - Т , (х) + £
I
cos W +
J
(2.62)
где величины 7'/(x) определяют климатический фон, неизменный
■
73
на периодах порядка года, а сумма 2 Tij (х, t ) отвечает пернодиj
ческому компоненту с периодами год и менее. Учитывая, что в пе­
риодическом компоненте превалирует годовая гармоника, вместо
(2.62) можно записать:
'
Т п
(х, *) =
Т ш
(x,
e*
(x,
=
t)
t)
(х) +
Т а
T w
=
е г
Т аУ 1
(x) +
T w
(к) cos [<о* - f
(x)];
о(x) cos [<of + Фгш(x)]:
<2.63)
(x) + е*0 (x) cos [«rf + фег (x)],
где T m о, Т , ем отвечают амплитудам первой гармоники сперио­
дом 1год, q > r w , Аг
— фазам этой гармоники, зависящим от
координат. Попробуем теперь установить связь между величинами
V Т и d T j d t в виде
'
ой
. VT — / (фт->
T Q) d T j d t .
Для примера рассмотрим величину ^„(х, t) и проделаем необхо­
димые преобразования. Для пространственных градиентов имеем
.
VTa (х,
=
t)
i f а
(х) +
— Глй (х)
v T aa
(х) cos [arf +
(х)] —
(х) sin [<oif + Фту(х)] =
- VT„ (х) - Tm (х) д /l v n , (х)/Гй0 (x)]2+[V«Prfl ( x ) f X
.
где
:
X sin [«>* + фгя (х) + Арга].
. :
^ ЛРг„ = V7'eo{x)/[rao(x) V*rra (x)].
Временная производная равна
d T j d t
=
—
Т ал
(х) со sin |W
<[т0 (х)].
Осуществим теперь соответствующие подстановки н сравним ин­
тегралы
I ( T w T a )
= JT
о
w y T a d t
и 5
( Т шТ а )
■
- J r .
о
d t .
'
В результате получим
1 < T w T a) l l S
( Т ^ Т а) ] =
- L
{V(p ( r
wT a)
[х] - tg ф < Т „ Т а ) [v r a0 (х)/(Г а; , (х))]}
или
^
74
= S
( Т ШТ
а) Ф (ф ( Т
WT
ц),
T M ) t
(2,64)
где
Ф («Р( Т и > Т а ) ,
Т аа
) «= -L[v<p ( Г Л ) - tg <р(Г .Г в) ( _ ^ S _ ) ] =
=
( i _ tg ФСr w T a) tg (ЛРгЛ )};
tg
ш “=
(2.65)
т "
V'~•
/ао7ф(* шГа)
- f —
Будем полагать величину Др в (2,65) малой и считать
t g < MF J \ ) t g ( Af l V e ) < l .
Соответствующие
считать
Ф (ф ( Т
оценки
№Т а ) ,
Т аа)
(2.66)
будут приведены ниже. Тогда можно
~ Ф (ф ( T
WT J )
vrp ( Т
=
ш Т а) / ы
и окончательно имеем
/ (ГИГ„) = - v-(-U ,r ^r «). (x-l - s
(2.67)
( Т к Т а ).
К (2.67) можно прийти,, введя фазовую скорость «т распростра­
нениятем ггер атурных годовых волн в атмосфере, как это сделано
в [173], и осуществляя переход
'
'
d T uf d x =
( \ l u T ) { d T af d t) .
■
Точность допущения о фазовой скорости определяется точностью
предположения о малости Др.
По аналогии с (2.67) для всех интегралов в (2.61) имеем:
I ( T w T a )
=
I
(в(вх) =
I
(;Г а е я ) =
.i
/
(T w e z)
( e a T a )
Величины е » н
мостью [246]:
T w
s
,V(P
Vf|’ { 1
=
_
■5
авг)
{ e ae z )
S
5
^
{ T w T a )
-
( T w e 2)
S (e
j
■
k ] S ( T wT ay t
k , S
z) -
(T a e
^
( е ие г );
k , S
( 7 > г);
(2.68)
= A4S (Г„еж); ';
a) =
k , S
( e 0T a ) .
"
■
однозначно связаны функциональной зависи­
■
l g e o - 10, 7 9 5 74 (1 -
т + ^27з,fs"")
5 , 0 2 8 l g r - + P - ls +
+ 1,50475 : 1 0 - [ 1 ~ i o ^ M ,[(r- + WM) / r‘+ l]] + 0,42873 • Ю ^ Х
х [ у * - [ . - r l/{r . + W ] -
+
^
(2>69)
где 7’i = 273116 К. С учетом (2.69) можно получить связь между
интегралами S ( T w e *) 11 S (еое2) , а также S ( e a T a ) и S ( T m T a ) . Пре75
небрегая в выражении (2.69) третьим и четвертым членами, раз­
ложим его в ряд по малому параметру ^ = 7^ /273, где Т ' — от­
клонения температуры от среднегодового значения до члена р3
включительно:
е „ = а, (1 + а2р + а3р.* + а # 5),
(2,70)
где « ^ 6 , 3 ; а г ж 19,84; азя;183; 04^ 1039, При подстановке (2.70)
в выражение для 5 ( e o T a ) вклад будут давать только члены с не­
четными степенями. Действуя аналогичным образом с интегралом
S { T w e t ) , получаем с точностью до малых третьего порядка:
5
« S(е
(Т ,„ ег)
,
& )
(2 .7 1 )
S
( e j a) t v
S
где T i e — среднегодовая
в (2.71)
( T wT a) R n
( Гк,2| 3273 ) ,
температура;
R n a t
2 гПа/°С, Полагая
( f * + 273)/273jw I,
можем записать
S
{ T we s)
sa O,5S(e0ej);
(2.72)
S
( e J a) &
2 S ( T v T a ).
Анализ зависимости (2,69) и большого экспериментального мате­
риала показывает также, что с большой степенью точности
ф ( Т ш е 2 ) = ф (е0вг);
(2.73)
Ф О Л ) = <РАТ
а),
а следовательно, A.i = к г , к ъ = к ^
Теперь, заменяя в (2.61) интегралы типа /((, /) на S(i, j) в со­
ответствии с (2.68) с учетом (2.63), (2.72), получаем:
Q h = Q h ~Ь Qh = СрСтО
~
— S (во^г) —
*\П
S {Таег) —
(Г„Гв)| sign (Г . - Та) + Qw;
l l ' k , S
(2-74)
Q
e
=
Q
e
+
Q e
=
L
C Eo
a
l
(e
+
Q
h
== C p C To x
j
|
|k
/ t » S
( V
, , )
+
{ea — ег ) + Qe ;
a) |s ig n
—П
(«Л ) - П %
, S
\ / T a
|( T
w
— T n);
(2.75)
Q
76
e =
L
С e g
t
|v~e,
-
n V . |(in
—
h ) .
.Учитывая S ( i , j ) + S ( j i ) ~ ( i j ) \ ' tl } = 0 , можно полагать в .(2.74),
что 5 ( Т а е х ) = S ( e z T a ) п достаточно вычислять лишь один нз инте­
гралов.
Таким образом, мы получили выражения (2.74), (2.75), по­
зволяющие рассчитывать интегральные за год потоки тепла в ат­
мосферу. При интегрировании по временн, не кратному периоду
основной гармоники, в (2.74) появилось бы еще 8 членов («межчастотиых») для Q
и Q - Выражения (2.74) и (2.75) позволили
h
e
разделить потоки на две составляющие. Величины Q
и Q зави­
сят только от координат и отвечают среднеклиматическому состоя­
нию. Они определяются контрастом воды и воздуха, а также круп­
номасштабными климатическими градиентами, мало меняющимися
в пределах одного района, а в этом смысле мы не вернулись
к исходным трудностям, связанным с определением градиентов
h
e
в (2.61). Величины
и Q K связаны с фазовыми различиями
в годовом ходе характеристик атмосферы и океана и составлены
суммами интегралов ^ T t, d T a , ф е а d e z , ^ T a d e Xt представляющих
собой площади замкнутых кривых в соответствующих координа­
тах, феноменология которых описывалась в 2.2. Таким образом,
мы установили связь площадей «петель», образуемых фазовыми
траекториями, с тепловыми потоками (91].
Попробуем теперь несколько упростить (2.74), (2.75), а также
оценить грубость некоторых сделанных нами допущений.
Интеграл $ ( T a e z ) также может быть выражен через S(7VT„)
и 5(eoei). В общем случае такое выражение достаточно громоздко
и получается решением системы трансцендентных уравнений от­
носительно фаз годовых колебаний влажности и температуры воз­
духа. Приведем здесь его для малых сдвигов фаз, когда вместо
(2.33) можно полагать
5
( Т
,„7’„) л;
(ф
t w
Фтв)!
5 (Сц£г) Яй
S
{ Т ае . )
#и Т
1Пе г „ п
(фга — ф«.3),
откуда с учетом (2.71) получаем
„ _
S
( T WT а )
,
.
" г
5 (СцАг)
Я п Т , ^ е 2ал
’
и окончательно
S ( T 0e z)
=
- ± £ ! ~ ~ 3 ( е це г)
S
( T W T U) .
(2.76)
77
Теперь с учетом (2.76) упрощаем (2.74), вводя некоторые норые
обозначения:
.
Q* -
1
+ Фяг5
(е»ег )
( T w T a)
| sign ( Т
т
-
Т а );
(2.77)
~
Q
0,б22£,С ро
e
= — пТ ----- | ЬФ£ e S
(е„ел)
— Фет-S ( Г Ш Т
а)
| sign (ett — ег),
г а гТ
где
.
Фя* = 4Дл
- ( е\
*
им /
ф
и г
=
^
1
----- П';
t^D
Ф л - 1 + -5^—
fI 22*\п
tfiJQ; ф £г - 1 Г \
/ дец /
В (2,77)
= ш/[ v Ф(Г w'T’a)],
«я = м/[ Vф ( e „ e z ) l , Л, = |
величина, интерпретируемая как отношение фазовых скоростей
годовых волн влажности и температуры. ' : :
: .
Итак, мы свели выражения для тепловых потоков к зависимо­
стям от только двух интегралов, из которых 5 ( T w T a ) отвечает
за передачу явного тепла, а 5 (ео^) — за передачу скрытого, что
следует из анализа предельных случаев в (2.77): при Т г„ = Т а ве­
личина Qjj обращается в нуль, а в выражении для
Q
остается
h
лишь член с S(a)fii), а при ^о = еЕ в нуль обращается Q , а вели­
чина Qh зависит лишь от S ( T w T a ) . Тем не меиёё и Тот и другой
интегралы входят в выражения и дл я явного, и . для скрытого
тепла. Последнее свидетельствует о том, что в формулах (2.77)
учтены зависимости потоков явного тепла от сКрытбго и наоборот
[254].
Теперь покажем справедливость допущений, сделанных при
выводе (2.74), (2.75), (2.77). В первую очередь необходимо про­
верить выполнимость соотношений между призёМшми темпера­
турным и барическим полями и оценить коэффициенты П и ГГ'.
Результаты оценок для ряда различных районов, хорошо освещен­
ных данными, приведены в табл. 2.8. Обращает на себя внимание
то, что соотношение из [326] для сухого воздуха выполняется
точнее, чем традиционное. Об этом свидетельствует уменьшение
отношения среднего квадратического отклонения к среднему, по­
лученному усреднением по некоторой пространственной области,
приведенное в табл. 2.8. Заметим также, что коэффициент ГГ
больше П, что связано с тем, что градиенты влажности, «работая
против» градиентов давления, в значительной степени сглажи­
вают барические контрасты. Это особенно выражено в тропиче­
ских областях океанов. Надо заметить, что в (2,79) в общем слу­
чае необходимо использовать коэффициент ГГ, отличный от его
значения в (2.74) и связанный со взаимодействием зонально осредиенных температурного, барического и влажностио'гЬ' полей, в мегридноиальной плоскости. В (2.75) уже ‘рассматривается взаимо­
действие полей за вычетом из них среднезоналытой картины.
h
78
f/|
U
Т аблица 2-8
Ч и сл о в ы е о ц е н к и н е к о т о р ы х к о э ф ф и ц и е н т о в и в е л и ч и н , и с п о л ь зо в а н н ы х при в ы в о д е (2,74), (2.75), и р азл и ч н ы е
с о с т а в л я ю щ и е т е п л о в ы х п о т о к о в д л я р а з н ы х р а й о н о в М и р о в о го о к е а н а (В т /м 3) (зн а к
“
соотв ет ст в у ет поток у теп л а в а т м о сф ер у )
,
Район
1
. К уросно
П
.оП
1,32
0 ,6 7
П' .
X tg A £ r
- сгП'
и
.
г
а
X tg 4 P v
' Qh
0
£
Qe
Qh
Qg
Qh / Q e
Q #, Qe
1 ,79
0 ,4 7
0 ,0 5 3
0 ,0 8 0
— 3 1 ,4
— 104,3
— 3 7 ,9
— 9 6 ,3
0 ,3 9 1
0,301
0 ,0 4 6
0,031
4 ,3
— 4 2 ,2
9 ,2
— 174,6
— 0 ,0 5 3
—0 ,100
1,01
2 ,5 3
0 ,8 0
0,22
0 ,6 3
1,25
0 ,3 4
0 ,0 7 1
0,071
0.1
2 ,7
—11,8
—6 6 ,8
0 ,8 5
— 0 ,2 6 6
- 0 ,2 2 - 1
4 . Ю ж но-К итайское
море
1 ,4 8
0 ,4 9
2 ,1 2
0 ,2 0
0 ,0 5 6
0 ,0 4 3
- 7 ,8
— 4 9 ,7
— 18,8
— 7 9 ,9
0 ,2 3 4
0 ,1 5 7
5 . М о р е У эд д ел л а
2 , J0
0 ,7 4
2 ,3 4
0 ,5 2
0 ,1 0 9
0 ,0 8 8
— 1 0,2
— 2 5 ,4
—3 0 ,7
— 5 9 ,7
2 . К р а с н о е м оре
3. П еруан ский ап веллинг
0 ,5 1 4
0 ,4 0 3
Прв выводе (2.67) величины tg q r ^ r j - g Дрг ^ т а ) ££ tg (pVjf X
X tg (Дреов^
полагались много меньшими 1. В табл. 2.8 приве­
дены необходимые оценки. Амплитудные значения элементов
были оценены по данным о годовом ходе для каждого района.
Приводимые в табл. 2.8 оценки показывают, что с точностью до
5— 10 % можно считать (2.67) справедливым.
.
Полученные аналитически зависимости (2.71), (2.72) также
были проверены на большом экспериментальном материале. Была
Рн с. 2.12, Э ксп ер и м ен тальн ы е зави си м ости 3 ( Т ШТЛ) = F (S f e c J 'a ))
= F ( S ( T „ e s) ) (б).
(а ) н 5(во®г) ==
получена экспоненциальная связь, с высокой степенью точности
аппроксимируемая зависимостями
S ( T J T a ) = 6,57 exp [0.048S { e t T a ) ] - 6,24;
S (е0вЛ) = 5,37 exp [0.092S (Г»в*)] + 8,28,
или
= 20,83 la [S (T » r e) + 6,24] - 39,16;
( T w e z) =
10,97 In [5 (г„ег) - 8 ,2 8 ] - 18,27.
S ( e uT a )
S
На рис. 2,12 приведены эти зависимости. В интервалах 5—
40 (°С)2 и 7—50 гПа2 они могут быть заменены линейными ре­
грессиями с коэффициентами при аргументе, равными /?« и !//?«.
Верхние оценки точности такой замены дают 1,3% для перехода
5 (еоГа) — S ( Т г о Т а ) и 1,8 % для перехода S ( T w e z ) —^ 5 (войг).
Для проведения числовых расчетов нами использовались сред­
немесячные данные о температурах воды и воздуха, влажности
воздуха, давления для 5- и 10-градусных квадратов. Для ряда
районов были использованы данные с более детальным простран­
ственным разрешением. Для примера нами были выбраны районы
Куросно, Красное море, Гватемальский апвеллкиг, Южио-Китай80
ское море и прикромочная область в районе моря Уэдделла. Ре­
зультаты расчетов приведены в табл. 2.8, а на рис. 2,13 пред­
ставлены кривые T a = f ( T w ) и e z = f ( e 0 ) ( T w , 7V петли и в о , е х -
20
24 тш %
Vi
,
I
м
т
t
W ев №
10
15 е 0 еПа
Рин. 2 J 3 . Ф азовы е зависим ости ТЛ= Ц Т Ш
) и e i = / ( e e) -для различных рай­
онов М ирового океана.
Ц и ф р ы
со о тветствую т
таб л .
2. В.
легли) для этих районов. Площади этих петель входят в уравне­
ние (2,77) и характеризуют компоненты потоков явного и скры­
того тепла, связанные с годовым ходом. Среднеклиматическне
$
Г4.'<ка:« М* 15
81
компоненты (2.75) определяются положением петель относительно
прямых Т 10 = Т а и е ъ — е г соответственно в координатах «Г,*—-Га»
и «£о — ег». Обращает на себя внимание существенная простран­
ственная изменчивость петель. Отметим, что максимальные фазо­
вые различия величин T w и Т а приурочены к районам Куросио и
прикромочной области, а максимум сдвига фаз между е 0 и е г от­
мечается в Южно-Китайском море, в тропиках. В районе Перуан­
ского апвеллинга Т к , Т а-петля имеет обратное направление об­
хода, что свидетельствует об опережении в годовом ходе темпе­
ратурой воды температуры воздуха. Рассчитанные значения раз­
личных составляющих потоков явного и скрытого тепла в целом
соответствуют основным географическим закономерностям тепло­
обмена океана с атмосферой [17, 42]. Отметим, что соотношение
сезонного и климатического компонентов тепловых потоков раз­
личное в разных районах. В высоких к низких широтах климати­
ческая составляющая в 2—5 раз превышает сезонную. В средних
широтах (район Куросио) сезонная н климатическая' составляю­
щие тепловых потоков примерно равны. Так как теплоотдача
в этом районе экстремальна, то учет компонента, связанного с се­
зонным ходом, имеет особенно важное значение. В районах Крас­
ного моря и Перуанского апвеллинга потоки явного и скрытого
тепла разнонаправлены. Выход холодных глубинных вод на по­
верхность в районе побережья Перу и вынос теплого воздуха
с Аравийской пустыни на акваторию Красного моря приводят
к возникновению потока явного тепла из атмосферы в океан. От­
метим значительное испарение в Красном море, формируемое су­
хим воздухом Аравийской пустыни.
Параметризация (2.74), (2.75), (2.77) имеет значение для
оценки соотношения' Боуэна (2.5), часто используемого при моде­
лировании взаимодействия. Соотношение (2.5) выполняется для
климатических компонентов потоков и хорошо работает в высо­
ких и низких широтах, где климатический компонент превышает
сезонный. Здесь (2.5) определяется главным образом условиями
стратификации, на что обращено внимание в [232]. В средних ши­
ротах, где сезонный компонент сравним с климатическим, отно­
шение потоков явного н скрытого тепла носит более сложный ха­
рактер, чем соотношение Боуэна, и зависит от отношения сезон­
ных составляющих потоков.
Вводя отношение интегралов S ( е а е г ) и S ( Т № Т а ) :
m
=
S ( e ae I ) ! S { T w T a ) ,
из (2.77) легко получаем величину
rM
п сил
’
.
■
X {Тшй — Т ап) +■ 2т (егп — П'Тцм)
М 2 Л » _ И ' Г „ ) - 2 т ( О Т Т в1>-П'<!иТ1
,п
'
'
характеризующую отношение сезонных компонентов потоков и за ­
висящую от отношения площадей ео^-петлн и ГюГо-петли,
82
В табл. 2.8 приведены отношения
Q
h
I Q
e
и
Q
h
I Q
e
,
определенI
t—S
ные в соответствии с (2.5) и (2.78) и обозначенные как Во и Во.
Отметим, что они не равны. Значение Во, соответствующее клас­
сическому отношению Боуэна (2,5), как правило, превышает значеиие Во на 20—50 %. К пространственной дифференциации зна-/V
чшнй Во и Во и Viх изменчивости мы вернемся позже.
Нами предложен лишь один из возможных подходов к пара­
метризации крупномасштабных сезонных и климатических тепло­
вых потоков на границе океана и атмосферы. Возвращаясь к ана­
лизу роли осреднения исходных данных в оценке тепловых пото­
ков (см. раздел 2.1), можно рассматривать величины Q a и Q &
как сезонную добавку к среднегодовым значениям теплообмена,
отражающую фазовые рассогласования характеристик атмосферы
и океана в годовом ходе. 32-летние ряды наблюдений на океан­
ской станции « О позволили рассмотреть связь отдельных корре­
ляционных членов
с интегралами .StT’wT’u), S ( е о З г ) , S ( V T a) ,
S(K ei). Сумма
S ( T „ J
{ C T 6 T ' V '
+
C ' T & T ' V ' )
тесно связана с величинами
n) (коэффициент корреляции г = 0,94), а сумма ( V C 'бГ'-Ь
+ fiTC^V") — с интегралом S ( V T a ) (г = 0,97). Аналогичные зави­
симости для 6 Qj,; дают соответственно коэффициенты корреляции
0,89 и 0,96. Это позволило получить простые формулы для
Q
h
и
, позволяющие учесть особенности сезонного хода
при оценке
среднегодовых потоков:
. :
Q
k
Q
h
= &QJT =
-
C
^ T
V
|тм1
U „-
0 ,6 9 2 ^ 5 ( Г 1Ы
Г(1) + 0Л 345(У Г Й);. ;
(2.79)
Q
':
f.
= 6QSH =
С
е
&e V
]T„ i — C/; b b V JT= i2 =
= 0 ,8 4 7 ^ 5 (6 0 ^ ) + 0,2975 (К еД
где R q ~ l м /(К 'С ), /?л = 1 м /(гП а - с ) — размерные ■ коэффици­
енты. Результаты расчетов по (2.79) с точностью 10 % совпадают
с формулами (2.23), (2.24) и с такой же точностью- с ^результатами (2.74), (2.75), (2.77). Это свидетельствует о том, что фазо­
вые рассогласования годового хода тепловых, .влаишостлих и ди ­
намических характеристик приводного слоя являются. ключевым
моментом
параметризации
эиергообмена
на сезонном мас­
штабе.
'
Параметрическое описание взаимодействия зональной циркуля­
ции со среднеклиматнческим тепловым и влажностным контра­
стом океана и атмосферы можно построить ца анализе степени
приспособления воздушных масс к характеристикам океанской
поверхности. Мерой такого приспособления может служить взаим­
ное расположение вектора приводного ветра, характеризующего
направление переноса н генезис воздушных масс, и вектора ско­
рости крупномасштабных течений, определяющих градиенты темtilt
«10
40
о
Р и с . 2,14. С р ед н его д о вая с у м м а р н а я теп л о о тд ач а
t\a а к в а т о р и и С еверной А тл ан ти к и , рассч и тан н ая
с пом ощ ью векторной п а р ам е тр и за ц и и (В т/м 2) .
пературы поверхности океана ^ положения основных гидрологиче­
ских фронтов. Тогда целесообразно рассмотреть векторное про­
изведение (265):
0 - I V .X V J .
(2,80)
где V«, V„ — соответственно вектора ветра и течения. Если вектор
приводного ветра направлен вдоль фронта, то характеристики
воздуха быстро приспосабливаются к свойствам водной поверх­
ности и даж е при больших скоростях ветра не создается условий
для возникновения аномально высоких потоков тепла. При пере­
носе воздушной массы поперек фронта в непосредственной близо­
сти от последнего возникают максимальные вертикальные гради­
енты приводного слоя, обеспечивающие экстремальные значения
энергообмена. Исходя из рассмотренной схемы, можно предполо­
84
жить эмпирическую зависимость климатических потоков тепла и
влаги и произведения (2.80):
Q h
+
Q i;
=
F
[V„(VP0) X V„(vr„)] +
F
u
(2.8I>
где F , F i — эмпирические константы. На основе данных [362] были
оценены значения F , F t , оказавшиеся равными F
650 мг/с2, F i =
= 340 Вт/м2, и проведен расчет в соответствии с (2.81) для аква­
тории Северной Атлантики (рис. 2.14). Полученная картина, как
мы увидим ниже, хорошо соответствует получаемой на основе ин­
тегральных параметризаций аэродинамического метода и пара­
метризации (2.75). Максимальные значения потоков наблюдаются
в районах, охваченных системой Гольфстрима н Северо-Атланти­
ческого течения, выявляются экстремумы в тропиках и у Афри­
канского побережья. Таким образом, для описания среднеклиматпческих потоков на границе океан— атмосфера отправной точкой
служат крупномасштабные температурно-влажностные контрасты
приводного слой, создаваемые взаимодействием квазизоиалыюй
атмосферной циркуляции с полем крупномасштабных градиентов
температуры поверхности океана.
ГЛАВА 3
Физические механизмы
крупномасштабного взаимодействия
В этой главе будут рассмотрены физические закономерности
процессов, определяющих энергетику крупномасштабного взаимо­
действия в системе океан—атмосфера. К этим механизмам отно­
сятся в первую очередь тепловлагоперенос между океанами и кон­
тинентами, низкими п высокими широтами, а также энергопревра­
щения в атмосфере и океане. Понятно, что более или менее по­
дробное изложение каждого из этих вопросов может составить
предмет отдельной монографии. Поэтому в данной главе мы стре­
мились обратить внимание на те особенности перечисленных про­
цессов, которые связаны с крупномасштабным взаимодействием.
К анализу мелкомасштабных механизмов мы старались прибе­
гать лишь в случае, когда это важно для понимания их роли
в формировании сезонных или межгодовых изменений, и лишь
в той мере, в которой это необходимо для понимания физики
крупномасштабных процессов.
3.1. Термический контраст высоких и низких широт
и формирование меридиональной циркуляции
и межполу тарного обмена энергией
Неравномерная в меридиональном отношении инсоляция обу­
словливает существенные различия в термическом режиме низких
и высоких шпрот п порождает группу геофизических процессов,
связанных с их тепловыми противоречиями. Одним из главных
процессов, управляющих формированием климата Земли, явля­
ется меридиональный обмен теплом в океане и атмосфере, осу­
ществляемый посредством циркуляции в меридиональных ячейках.
Такая циркуляция является следствием взаимодействия термиче­
ских н динамических полей в атмосфере и в океане. Существо­
вание меридиональной ячейки а атмосфере, переносящей тепло
в направлении от экватора к полюсам, было предсказано Хэдли
1413]. В дальнейшем структура меридиональной циркуляции по­
стоянно уточнялась благодаря работам Ферреля [394], Дове
[386], Томсона [552], Бьеркнеса [346], Бержерона [344]. Велико­
лепный экскурс в историю формирования представлений об об­
щей циркуляции атмосферы дан в книге Э. Лоренца [183]. В свою
86
очередь Эмиль Ленц во время плавания на «Предприятии», а еще
ранее Александр Гумбольдт [96] обнаружили в океане ячейку
меридиональной циркуляции, сходную с хадлеевской, детализа­
ция которой связана с именами Крюммеля, Дефанта, Праудмена,
Стомыела, Свердрупа, Мамка [104, 291, 548, 549], положившим
начало современным
представлениям
об общей циркуляции
океана.
Ячейка в меридиональной плоскости в атмосфере поддержива­
ется постоянным термическим контрастом экватора и полюсов.
В табл. 3.1 приведены средиеширотные разности температур эк­
в а т о р -п о л ю с для Северного и.Ю жного полушарий. Эти диана-Таблица 3,1
С р едн еш и р отн ы е р а зн о сти т ем п ер а т у р
э к в а т о р — п о л ю с (®С)
‘
Полуш арие
С еверное
Ю жное
Январь
И ю . Н)
5 9 ,9
4 1 ,5
2В, 4
71 ,6
1
зоны изменении температуры максимальны для зонально осредиеиной тропосферы. Так, январские перепады температур в Се­
верном полушарии для поверхности 850 гПа составляют 41 °С,
700 гП а— 39,4 “С, 500 гПа — 44,3 °С, Меридиональное распределе­
ние давления в атмосфере сложнее, чем температуры. На общем
фойе возрастания давления от экватора к полюсам отмечаются
локальные максимумы в широтных зонах 30— 35° и локальные ми­
нимумы на широтах 60— 65°. То есть если распределение темпе­
ратуры предполагает существование одной меридиональной
ячейки циркуляции, то в распределении давления проявляются
три реально существующие ячейки. Уникальное свойство мери дно*
нальной циркуляции как ПТМ 1 рода состоит в том, что нагрева­
ние рабочего тела идет здесь при низком давлении, а охлаж де­
ние— при высоком, Легко заметить, что компенсационное соотно­
шение (2.55) не выполняется для зоиально осредненных полей
давления и температуры. Однако после разложения (2.57) можно
констатировать качественное выполнение соотношения (2.59) с ко­
эффициентом П' , зависящим от широты:
ЪиРт = - П ' ы( у ) ? уТа.
(3.1)
На рис. 3.1 приведены меридиональные распределения атмо­
сферного давления Р а , давление сухого воздуха Р т и темпера­
туры Т а в Северном полушарии. Значение II' ( у ) колеблется от
0,25 до 2,5.
Сходная картина наблюдается в океане, где отмечается ло­
кальный субтропический максимум солености на широтах 25—
йт
35°. На глубинах 100 м и более в средних широтах формируется
к локальный максимум температуры
[289]. Складывающаяся
,в поле плотности картина соответствует двум основным элемен­
там циркуляции: субтропическому а нти ц икло иическо му и субпо­
лярному циклоническому круговоротам.
Формирующаяся меридиональная термическая циркуляция
устанавливает связь между перепадом температур нагревателя
и холодильника и количеством тепла, передаваемым от нагрева­
теля к холодильнику. Представляет интерес оценка работоспособ­
ности такой системы, которая проведена в [72]. Ясно, что при от­
сутствии межширотного обмена теплом температурные контрасты
РгЛа
Г°С
Ряс. 3.1. Меридиональное распределение
в атмосфере Северного полушария при­
земной температуры ( / ) , атмосферного
давления (2), давления сухого воз­
духа (3).
максимальны, но система неработоспособна. Работоспособность
системы {максимальная полезная работа, которую она может со­
вершить) в [72] по аналогии с технической термодинамикой оце­
нивается как
£ = Qiiar ( Т наг T x o n ) j T i i a r ,
(3.2)
где Q„ar — тепло, подводимое к нагревателю; 7Jtar, Тхс>л — соответ­
ственно температуры нагревателя и холодильника. Ввиду неизотермичности зон нагрева и охлаждения осреднение температур
надо выполнять с весом тепла, получаемого или теряемого при
данной температуре:
где широтные пояса [фо, 90] и [0, сро] соответствуют холодиль­
нику и нагревателю. С использованием приземных данных о тем­
38
пературе и значений радиационного баланса на верхней границе
атмосферы ( F s — F T), в [72] в первом приближении оценивается
работоспособность земной климатической системы как
L
SS Quai' Ь Т а
nj T
э,
(3.4)-
что дает примерло 3 Вт/м2 для Северного полушария и несколько
больше для Южного. Проведение аналогичной оценки для Миро*
вого океана связано с учетом меняющейся вдоль меридиана пло­
щади океана, когда вместо
tp;
1 .
Qmir = j [ F s (ф) — F T (ф)] cos ф dtp
0
надо считать
Фа
Qn*r = j В (cp) у cos ф й?ф,
(3.5)'
n
где у — процентное отношение площади океана в данной широт­
ной зоне
к площади зоны; В — тепловой баланс поверхности.
Действуя по аналогии с [72], для океана получаем L s a 2,5 Вт/м2
в Северном полушарии и L m 2,8 Вт/мк в Южном, т. е, работо­
способность океанской меридиональной циркуляции несколько
меньше, чем атмосферной, причем, учитывая то, что значения В г
рассчитанные нами, несколько выше [17, 42], можно считать, что
приведенная оценка является оценкой «сверху».
Как в океане, так и в атмосфере отмечается неравенство тер­
мических потенциалов н режима Северного и Южного полушарий.
В табл. 3.2 приводятся термические характеристики атмосферы и
Мирового океана, осредненные по полушариям. Анализ таблицы
позволяет заключить, что и атмосфера, и океаны Северного полу­
шария в среднем теплее Южного, что должно порождать терми­
ческое взаимодействие между полушариями, Неравенство давле­
ния, а следовательно, и массы воздуха порождает адвекцию тепла
из летнего полушария в зимнее, т. е. из Южного в Северное в ян­
варе и нз Северного в Южное в июне. Количественные оценки
этих эффектов приведены в [23, 41, 183, 188, 199], а в работе
[154] предлагается схема между полушарной тепловой машины,
которая препятствует работе ПТМ I рода и удерживает момент
импульса атмосферы [155]. Нагревателем этой машины является
летнее полушарие, а холодильником — зимнее. Ее к. п. д. пропор­
ционален
а
f (T N ~ T s )f(TN d P ), T N > T s ;
^
[ (T s-J W sd P ),
<3 -6>
T N
<
T
S,
89
где 7V, Т & — средние температуры северной и южной полярной
шапок. Более целесообразно рассмотреть величину L (3.4) для
такой машины. Оценка дает, что ее работоспособность не превы­
шает я;0,1 Вт/м2. Междуполушарная тепловая машина порождает
меридиональную ячейку циркуляции, обеспечивающую перенос
тепла из летнего полушария в зимнее, а влаги из зимнего в лет­
нее, С автоколебаниями в работе между полушарной ПТМ в [154]
связывается природа квазндвухлетней цикличности. В связи
с междуполушариыми взаимодействиями важны исследования
связи квазндвухлетней цикличности экваториальной стратосферы
с общей циркуляцией атмосферы, которые представляют особый
интерес. Во многом пионерскими здесь являются работы Каца
[38, 147— 149]. Близкие к двухлетним колебания анализируются
теоретически в [75] и по экспериментальным данным
[524].
В [524[ указывается характерный период 26 мес, в других рабо­
тах получены отличные, хотя и близкие значения. Изящное объ­
яснение такого разброса в оценках точного периода квазидвухлетнего колебания дается в цикле очень физичных работ, выпол­
ненных под руководством А. М. Обухова [75, 226]. Двухлетние
колебания связываются здесь авторами с делением частоты
при параметрическом резонансе. Нарушения двухлетней циклич­
ности, приводящие при обработке экспериментального материала
к впечатлению наличия несколько больших чем 24-месячпых пе­
риодов, связывается с явлением переброса. Геофизическая си­
стема в этом случае обладает свойствами маятника с колеблю­
щейся точкой подвеса, подчиняющегося уравнению Матъе:
х
+ а2[1 -j- ecos (ш/)] х = О,
которое допускает периодические решения с двойным периодом
колебаний точки подвеса при в < 1 , йдао)/2. Само явление пере­
броса, т. е. перехода системы из одного устойчивого состояния
в другое, моделировалось на лабораторной модели [226]. На на­
рушения двухлетней цикличности обращалось внимание в ра­
боте [353], где авторы также исходят из уравнения Матье. Анало­
гичные проявления в колебаниях теплообмена океана с атмосфе­
рой отмечены в [59]. Подробный анализ двухлетней цикличности
гидрологических процессов в Атлантике дан в [294].
Интересно, какую роль в межполушарном взаимодействии мо­
жет играть сезонный компонент потока тепла из океана в атмо­
сферу, рассмотренный в предыдущей главе. Соотношения (2.74),
(2.75), (2.77) показывают, что сезонные колебания приводят
к добавочному
(«колебательному») теплоперсносу из океана
в атмосферу, связанному с фазовыми рассогласованиями годового
хода характеристик воды и воздуха. Ниже будет детально рас­
смотрена пространственная дифференциация «колебательных» и
климатических («статических») тепловых потоков, причем, как
мы увидим, наибольшие значения Q h и Q e отмечаются в средне­
широтных районах океана. «Колебательные» компоненты тепло­
90
вых потоков работают таким образом, чтобы ослабить меридио­
нальные контрасты температур, которые возникал к бы иа Земле
только при «статическом» теплообмене при отсутствии сезонных
колебаний. Снижая меридиональный градиент температур, «коле­
бательный» теплообмен уменьшает кинетическую энергию движе­
ний, генерируемую в климатической системе, н приближает ее
к состоянию термодинамического равновесия [256].
Оценим
количественный вклад «колебательного» теплопереноса в меридиональное распределение температуры воздуха,
Альбедо поверхности Северного полушария выше Южного на
Да£з0,010. . . 0,015, что обусловливает неравенство поглощения
тепла полушариями. Если 1 %-ное изменение солнечной постоян­
ной приводит к изменению средней приземной температуры А Т ж
а?1,5°С [256], то для лишенного атмосферы черного тела это из­
менение составляет Л Т « 0 ,6 ° С 1 а с учетом изменения площади
оледенения Северного полушария Д Г й;2. .. 3 °С. В течение года
поток солнечной радиации меняется из-за изменения расстояния
между Солнцем и Землей, увеличиваясь в перигелии на 3,4 %
и иа столько же уменьшаясь в афелии. С учетом сезонного изме­
нения средней высоты Солнца этот эффект мог бы приводить
к разности температур полушарий 4,5 °С, а в совокупности с раз­
личной отражательной способностью следует ожидать превыше­
ние температуры Южного, полушария над Северным на Д2’ = 6 ° С .
Таблица 3.2 свидетельствует об обратной картине, в формирова­
нии которой важную роль играет «колебательный» теплоперенос.
Т а б л и ц а 3 .2
С р едн еп ол уш ар н ы е т ер м и ч еск и е х а р а к т ер и сти к и о к е а н а и а т м о сф ер ы ,
по [4!, 51, 107, 288, 289|
С еверное
п олуш арие
П арам етр
Т ем п ература атм о сф ер ы у пои ерхиости Зем ли
Т ем п ература н-а п о верхн ости 850 гП а
Т ем п е р а ту р а на п о н ер х п о с ш 500 гП а
Т ем п е р а ту р а п оверхности М и рового
океана
Т ем п ература п оверхности А т л ан ти ч е ­
ского о к еан а
Т ем п ература п о верхн ости Т и хого о к е ­
ана
С р ед н яя т е м п е р ат у р а А т л ан ти ч еск о го
о к еан а
С р ед н яя тем п е р ат у р а Т и х о го океан;!
1 5,0
Ю ж н о е п о л у ш ар и е
13,4
9 ,0
6,7
— 16,0
17,8 (С тепанов, 1974)
22,3
19,2
16,0 (К рю м м ел ь, 1911)
20,7
16,4 (С теп ан ов, 1974)
20,1 . 14.1 (К рю м м ел ь, 1911)
22,2
19.1 (С тепанов, 1974)
22,2
16,8 (К р ю м м ел ь, 1911)
4 ,9 6
3,12 (Д о б р о л ю б о в , 1987)
5,35 _
2,99 (К рю м м ел ь, 1911)
3 ,6 9
3,50 (Д о б р о л ю б о в , 1987)
— 14,2
3,66
3,72 (К рю ммель, 19И )
Энергобалансовое соотношение для атмосферы внутри некото­
рой широтной зоны можно сформулировать как
R
a
Н-
№
а
-}- Q = 0,
(3.7)
91
где /?л — радиационный баланс столба;
М А —
меридиональные
потоки через границы зоны; Q — потоки тепла из океана. При от­
сутствии сезонных колебаний температур и колебательного обмена
на границе океан— атмосфера вместо (3.7) имеем
Я
а
[Т * .
f . ) + A f A(Fe) + Q ( f ., Г .) - О ,
(3,8)
а с учетом этих факторов
R
-_
« (Гя, Г .) +
(Г0) +
М А
Q
(Гв,
Т а)
= 0,
(3.9)
rV
где Т = Т + Т соответствует представлению (2.62), (2.63), Вычитая
(3.8) из (3.9), получаем:
(*„ Будем
R a)
+
( М А
-
М
л )
- f (Q - Q) = 0.
полагать амплитуды годовых колебаний
(3.10)
Т а о,
T v ,o
ма­
лыми по сравнению с Т а , Т ш , также А Т а < Т а , A T w < g T w . Покажем,
что температурные колебания могут приводить к однонаправлен­
ному лучистому теплопереносу в климатической системе. Пола­
гая, что источником тепла для атмосферы является поверхность,
параметризуем поглощенную атмосферой за годовой цикл радиа­
цию. Полагая для излучения океана /?ш = с(7'^1 представим вели­
чину /?й в виде
Ra ==
.
где a = tt7V Тогда имеем:
Яа «<таГв71.
(3.11)
Используя представление (2.62), (2.63), а также линеаризацию
для
четвертых степеней температур Г4л; Г4-Ь47’3 и интегрируя
(3.11) за годовой цикл [0, т], получаем:
X
R a = Ra + R = u m f a f t , + 4 f i \ f j f a d t .
(3.12)
О
В отличие от
Q ,
интеграл
R
фаз ф(Г,„7'[1) 1 т. е. вклад в
ненты Га и
T w
увеличивается с уменьшением сдвига
R
вносят только синфазные компо­
Величина (3.12) получена в предположении ма­
лости T J T , которое над океанами не превышает 0,1. Найдем вы­
ражение для R a в явном виде. Величина R a представима как
R a ( T m ,
Т а) =
Ш
Т Ъ
—
o tT « ,
(3.13)
где б, I — излучательные способности океана и атмосферы, ко­
торые можно принять равными 6 = 0 ,9 5 , f = 0,20; а = а Т а . Дейст­
92
вуя, как и ранее, после интегрирования за годовой цикл находим
с точностью до членои малости (Го/Г)2:
R tl
= <т(т t > a f a T
+ 4
4w
— тI T а
—
(3.14)
6 т l T 2a T i ) ,
Г
где
j l m T a d t .
Для дальнейших рассуждений удобно пред­
о
ставить меридиональный перенос М а в виде суммы статической
S
r
=
и колебательной части
ответствии с [41]:
М
а =
М
а +
и параметризовать его в со­
.
М „ .
М а =■ см (Т — Т),
(3.15)
где Т — среди еполушариая температура. Возвращаясь к оценке
врзмущений температуры, подставим (3.14) в (3,9):
Q
+
M
a +
+ 4a
a i b a T J U
-
f i S R
v l T *
— 6Г*| Т
а \~
т/) = 0. (3.16)
Принимая температуру воздуха у экватора Т0 величиной невоз­
мущенной со стороны потоков Q , М л и колебаний Т а ,
получить уравнение для возмущений температур Д Та, A
тельно состояния радиационного равновесия:
A R a +
+
& М а
T w ,
T W
= 0,
Q
можно
относи­
(3.17)
где
ДЯЯ= а{тЬГt [ А
+ 4 ДГи ( f «/?»)]
Т а
- 67^|
Т й f
т1 +
-
4x
l f l
A T а
-
46Г15Д}.
(3.18)
Для проведения приближенных оценок используем следующие до­
пущения:
S %
146аT
l $ R -
T a
^ |Т
6I T
~
T
l
а
|T
w \
j j |/ ^ 2 ;
T w
a
Г )|
A T a
2 |f
~
A
T
a
I' T ' U
Wt
и после преобразований из (3.18) получаем с точностью до чле­
нов, линейных относительно Д Та, Д7V
ARa да V h ? l [3 (ДГШ- АТа) + ДТ1. ] - т/ л/2 | Т„ f Т\.
Теперь вместо (ЗЛ7) имеем:
<г + лМв + Л гУ 2У *|гв (*
(3 .19)
Используем (3.20) для оценок разности температур в Северном
и Южном полушариях. Введя обозначение
f
=
t
[3 (ДГ» - ДГ*) + ДГ»],
(3.21)
можно записать:
■
f » s = b - f s - ( ™
- ) N- ( - f i ^
) s.
(3 .2 2 )
Представляя температуру в выбранной широтной зоне в виде
добавка к невозмущенной температуре на экваторе:
имеем:
АГмз = j^—р -^ 1 + 3
Т а =
,
Т а + & Т г ,
(3.23)
где Га — фактическая средняя температура; ДТ ? — радиационно­
равновесная добавка.
.
Тогда (3.22) принимает вид
QN“ Qs + AjWaN- AjWas з
------------------ ^
+
^
- £
Г
X
X [(Q + АМа)м ДГг„ — (Q + ДМа)ЕДr ,s] t
(3.24)
н окончательно:
qn - q s + лмви_ д м 05
------------------ 5 1 ---------------- +
з
1
¥5 Г
Х
X [(Q + Д М а)5 (ДГr)NS + (Q + Д М а)м5 Д Ггм],
(3 .2 5 )
где ДГ, К 5 = Д Г ,М— Д Г ,5. Будем полагать в (3 .2 5 ) Qn»; 155 Вт/м\
да 140 Вт/м2[256], ГЭ=ЗО О К , M a ^ Q / 4 , A M Q n s « (QN- Qs)/4.
Тогда получаем соотношение для разности средиеполутарных
температур:
Q s
-J- [3 (ДГ. - ДТ
а) +
ДТ
Ш] Ы 5
SS 7,6 °С -н (ДГЛмз,
(3.26)
где Ar,„NS = (A7Y)n — (A7V)s = ( Т п > ) ы — (T^Js, и аналогично для
Га. Полагая для (Arr)NS = —6°С, получаем:
3 (ДT
94
w —
Д Г Л + ЛГ^ 5К 8°С.
(3.27)
Теперь несложно получить & Т а ж 1,7 °С. Принимая в нулевом при­
ближении A T n K s A T , r , получаем, что Северное полушарие теплее
Южного на 8 гС, причем эта разность температур может устано­
виться только за счет теплового взаимодействия атмосферы с оке­
анами без влияния континентов. При /n s > 0 получается, что раз­
ность полушарных температур воды выше, чем воздуха, что со­
ответствует табл. 3.2,
Существенной неопределенностью
при
оценке (3.26) было предположение AjVfa ^ Q /4 . Используя (3.15),
можно получить аналог (3.20):
Оценивая здесь константу из замыкания теплового баланса, на­
ходим:
- р (А7'в)М8 « И ,2 °С +
(ДГЖм,
(3.28)
откуда
(3.29)
(Л ГаЬга^б.БХ .
Полученные оценки свидетельствуют' о том, что неравенство
площадей суши в Северном и Южном полушариях является кос­
венным источником неравенства среднеполушарных температур.
Наличие иштинентов в Северном полушарии обеспечивает боль­
шие амплитуды сезонных температурных колебаний и их силь­
ный фазовый сдвиг относительно температуры поверхности. Это
к приводит к повышенному колебательному теплообмену в Се­
верном полушарии, оказывая отепляющее влияние на его атмо­
сферу. Таким образом, разность (Га) и — ( Т а ) н обеспечивается
в основном за счет неравенства значений
обоих полушарий.
Q
в средних широтах
3.2.
Перенос тепла и влаги
между океанами и континентами
Тйплоалагообмен между океанами и континентами посредст­
вом сезонно меняющихся атмосферных потоков является важней­
шим механизмом перераспределения тепла в земной климатиче­
ской системе, во многом определяющим параметры годового хода
термических и динамических характеристик. Сезонное взаимодей­
ствие океанов и континентов проявляется в первую очередь во
взаимодействия термических и барических полей, обусловливаю­
щих муссонную циркуляцию. Такое взаимодействие было рассмот­
рено В. В. Шулейкиным [319, 321, 326] как ПТМ. II рода, в ко­
торой холодильник (суша в зимнее полугодие и океан в летнее)
и нагреватель
(суша в летнее полугодие и. океан в зимнее)
95
меняются местами. В главе 2 мы уже использовали соотношение
В. В. Шулейкина между сезонными термическими и барическими
полями (2.55), (2.56). Это соотношение следует из совместного
рассмотрения уравнений потенциальной энергии столба воздуха
высотой Н и состояния
.
Р а = g H p a — Pi l
.
(3.30)
Ра ~ Р a/(,RTа),
где Т а — средняя температура слоя; р а — плотность
в этом слое, полный дифференциал которой равен
d » °
=
^
d p -
+
^
d T ‘
=
l
^
-
-
T
t
J T
воздуха
<3'31)
t - -
Из (3.30) и (3,31) следует:
d P a
«= g
H d J ,a
откуда после разделения переменных, интегрирования и перехода
к градиентам в предположении
grad Т а
—
кт
grad Т а ,
где к т полагалось Шулейкиным [326] примерно равным
чаем выражение (2.55)
V P a = — 1 Ш а .
(3.32)
У 2,
полу­
(3-33)
где коэффициент Попределяется формулой (2.56).Она является
квинтэссенцией двойной связи тепловой и гидродинамической сто­
роны явления муссонов: они порождаются дифференциацией дав­
ления, которое вызывается различием в прогреве океана и суши,
а с другой стороны, сами воздействуют на температурное поле,
перенося тепло с океана на континент и в обратном направлении.
Экспериментальная проверка соотношений (3.33) и (2.56) Шу­
лейкиным [326] на примере взаимодействия северо-восточной
Атлантики с Европейским континентом показала, что коэффици­
ент остается постоянным и примерно равен 1,6 для давления
в гектопаскалях и температуры в градусах Цельсия. На рис. 3.2
представлены карты аномалий температуры и давления от их
среднеширотных значений в различные сезоны года:
Ра (ф) Л,, 0 — Ра (ф, Я, t)
Р а¥ (Л,, £);
(3 .34 )
? а (Ф, я, t) = T a {Ф, X, t ) - T a f ( K t).
96
.
Экстремальные положительные н отрицательные аномалии зна­
чений Р а ? Т а отмечаются в центральных районах океанов и наибо­
лее континентальных частях континентов. Соотношение II между
градиентами величин (3.34) тем не менее не остается постоянным
и достаточно
сильно меняется в пространстве и во времени
(рис. 3.2). М ожно выделить области, распространяющиеся от бе­
реговой линии в глубь океанов и континентов примерно на 2500—
3000 км, за пределами которых соотношение (3.33) часто не вы­
полняется. В терминах [326] они отвечают чисто континенталь­
ному пли чисто океаническому климату, не связанному со взаи­
модействиями в системе океан— континент.
Выше мы уже отмечали, что анализ взаимодействия полей
давления и температуры полезно дополнить рассмотрением роли
влажности в этом взаимодействии. Заметим, что и сами выкладки
(3,30) — (3,33) справедливы в первую очередь для сухого воздуха.
Тогда вместо (3.33) целесообразно рассматривать соотношение
(2.59), устанавливающее связь между градиентами температуры
н давления сухого воздуха через коэффициент ГГ, отличный от П.
Выражение (2.59) свидетельствует о том, что тепловая и динами­
ческая стороны явления куссоиов находятся не в двойной, как
писал В. В. Шулейкин, а в тройной связи: градиенты влажности,
работая против градиентов давления, изменяют термические кон­
трасты в атмосфере между океанами и континентами.
,
Выше уж е говорилось о необходимости учета масштабов про­
цессов при изучении взаимодействия океана и атмосферы. В на­
шем случае, когда речь идет о сезонных процессах, соотношения
(3.33), (2.59) позволяют в широкомасштабном поле барических
градиентов выделить составляющую
динамики,
отвечающую
именно сезонному перераспределению воздушных масс между
океанами и континентами.
Другими
словами,
соотношение
В, В. Шулейкина (3.33) [так же, как и полученное нами соот­
ношение (2.59), часто подвергавшееся критике] не является «па­
нацеей», годной к использованию при анализе процессов взаимо­
действия на всех пространствеино-временнйх масштабах, а опи­
сывает лишь физику сезонного взаимодействия между океанами
и континентами, при котором динамику приводного слоя можно
считать определяемой тепловыми и влажностными градиентами.
Естественно, что при исследовании, например, синоптических про­
цессов, при активном циклогенезе, а тем более при анализе мик­
ромасштабного взаимодействия, когда детально исследуется поле
ветра иад подвижными шероховатостями, тепловые градиенты
совсем по-другому связаны (а иногда и не связаны) с динамиче­
скими полями, что не позволяет однозначно говорить об опреде­
ляющем значении одних полей для других, как в случае с сезон­
ными процессами. То же можно сказать и о климатических про­
цессах, характеризующихся совсем другими параметрами связи
полей давления н температуры, рассмотренными в разделе 3.1.
Таким образом, используя согласованные м еж ду собой сезонно
меняющиеся тепловые поля океана и атмосферы, мы не решаем
7 Заказ № 16
97
Рис. 3,2. Р асп р ед ел ен и е в С еверном п о л уш ари и а н ом ал и й д а в л е н и я (а) и т ем п е р ату р ы
зон ал ьн ы х значени й д л я я н в а р я и ию ля.
(б) от средн е­
задачу получения осредненных характеристик динамических по­
лей и их согласования с термическими. Соотношением (3.33) уда­
ется найти соответствие термическим полям, где более 90 % и з­
менчивости определяется сезонной цикличностью в поле бариче­
ских градиентов, изменчивость которого на 80 % определяется
синоптическими процессами и климатической изменчивостью.
Интересное рассмотрение взаимодействия полей давления и
температуры в зависимости от распределения суши и океанов на
Земле проведено в [3], где рассматривались Фу рь е- р аз ло жени я
вдоль кругов широты характеристик давления, температуры и
распределения океанов и суши, представленное функцией
(3.35)
где Я= 0, 5, 10, . . 3 5 5 ° , В средних широтах в распределении
океанов и суши вдоль широтных кругов преобладают три первые
гармоники, причем главной является вторая. Фазы первых трех
волн атмосферного давления оказались близки к фазам рас­
пределения суши и океанов. Между полями давления и темпера­
туры обнаружен сдвиг фаз, близкий к п/2, причем меняющий
знак от сезона к сезону, что связывается в [3] с управляющей
ролью зональных и меридиональных градиентов температуры.
В главе 5 мы вернемся к анализу взаимодействия полей давления
и температуры в частотной области.
Сам процесс переноса воздушных масс с океана на континент
и обратно впервые рассмотрен В. В. Шулейкиным [318—320], ана­
лизировавшим уравнения движения в виде
(3.36)
где
|.i — коэффициент
турбулентной
вязкости;
а2= рви/ц,;
и = со sin ф.
Задача рассматривалась для круглого континента
и компоненты а , и соответствуют радиальной и тангенциальной
составляющим скорости, Г — градиент давления над береговой
линией, определяемый как
(3.37)
где <oi — угловая скорость движения Земли по орбите. Исходя
из (3.36), Шулейкин получил выражение для разности количеств
воздуха, переносимых муссонным и антимуссонным потоками:
q
= JL {/
— е) — cos(o),/ - f е)] да
----- Utfpa sin е sin (ш^).
(3.38)
где U — максимальное значение радиальной скорости; е — сдвиг
фаз между колебаниями градиента Г и колебаниями скоростей
муссонного и анти муссонного потоков. Оказалось, что результи­
рующее количество воздуха, перетекающего с континента
на
океан в единицу времени, достигает максимума через 3 мес (зт/2)
после достижения над континентом максимума избыточных м а сс
воздуха. При этом сдвиг фаз е между минимумом температуры
воздуха и максимумом скорости муссонных потоков составил по*
рядка четырех суток. По оценке Шулейкина, перенос тепла с м оря
на материк примерно равен 5 • Ю7 Вт через 1 м береговой л и ­
пни. Несмотря иа всю грубость допущений, использование гипо­
тез, некоторые из которых были впоследствии опровергнуты, с д е ­
ланные В. В. Шулейкиным оценки качественно верно отраж али
процесс сезонного взаимодействия океанов и континентов. И ссл е­
дование воздухообмена между океаном и континентом, включаю­
щее рассмотрение поднятой влаги, предпринято в работах [44,
315, 316], где предлагается зональная модель влагообмена, о с н о ­
ванная на уравнениях тепловлагопереноса, включающих п а р а ­
метризацию конденсации:
- v (0>
(3 .3 9 )
и _д г = я _д_ е д . _ э г + .г _ ч ( 0, q)t
где q — удельная влажность; ® = * Т ( Р о о / Р а )к /1 р — потенциальная
температура; Аю = 1000 гПа; и — горизонтальная скорость; к ( г ) —
коэффициент вертикального турбулентного обмена; v — скорость
конденсации жидкой фазы. В [315, 316] автором проведены э к с ­
перименты, позволившие исследовать режим изменения тем пера­
туры, влажности и осадков над иеиспаряющим континентом при
набегании на него зонального воздушного потока. Приведенные
на рис. 3,3 результаты [315] не только хорошо согласуются с э м ­
пирическими данными, но и позволили предложить оригинальные
соотношения, как, например, зависимость интегрального количе­
ства осадков на континенте от среднего перепада температур
океан—суша и от длины континента и количества поглощенной
радиации (рис. 3.3). Оказалось, что при малых значениях п огл о­
щенной радиации главными параметрами увлажнения континента
выступают его линейные размеры.
101
Важнейшим механизмом обмена теплом и влагой в системе
океан—континент является
муссонная циркуляция в районе
п-ова Индостан. Анализу муссонных полей над Индийским океа­
ном и физике их формирования посвящены монографии [512, 513]
и многие работы [453, 584 и др.]. Однако до сих пор пока не
ясно, какую роль играет тепловое состояние океана в летнем
распространении муссонной депрессии и ее зимнем отступлении.
Не вдаваясь в анализ всей совокупности этих очень специфичных
процессов, отсылаем читателя к богатой библиографии, приводи­
мой в [512, 513].
Т м м / ж
'
Т
Рис. 3.3, Р аспределение
осадкой:
( / ) , тем п ературы воздуха в я н ­
варе на 5 0 ° с. ш , ( 2) и в и ю л е
на 30° с. ш . (3 ) н ад яеи сп ар яю щ им ко н ти н ен то м по модели [3 1 5 ].
Интересные колебательные механизмы термобарических взаи­
модействий в системе океан— континент анализируются в [156].
Северо-Атлантическое колебание (рис. 3.4) связывается с воз­
никновением
качелеобразной аномалии повышенного давления
в субтропических широтах Атлантики. Эта аномалия связана
с зонально ориентированным контрастом зимних температур ме­
ж ду Гренландией н Европейским континентом и возникновением
положительной тепловой аномалии над Европой, сопряженной
с интенсивными осадками, В [156] для северо-атлантического ко­
лебания отмечаются двухлетняя и шестилетняя периодичности.
Типичным примером проявления Северо-Атлантического колеба­
ния явилась аномальная ситуация зимы 1983— 1984 г. Заметим,
что в условиях аномальности зональной циркуляции и ад Ньюфа­
ундлендской энергоактивной зоной, определяющей теплоснабже­
ние воздуха, отмечается повышенная повторяемость полярно­
фронтовых циклонов, впоследствии выходящих на Европейский
континент. Имея в момент зарождения давление в центре 995—
Р и с. 3.4 . Д а в л е н и е ( г П а ) над С еверной А т л а н т и к о й в я н в а р е 1984 г. ( / ) и а н о ­
малии д а в л е н и я по о тн ош ени ю к сред не кл и м ати ческом у январю { 2) ( а ) , ц и к л о ­
н ич ес кая ( б) и а н тн ц и кл о и н ч е е ка я (а ) синоптические си туац и и в Н Э А О при
зональном т и п е ц и р ку л я ц и и , к а р т а тем п ер а ту р ы п оверхности океан а (° С ) па
17 я н в а р я — '! ф евраля 19 84 г. (г) и а н о м а л и и тем п ер а ту р ы поверхности воды
в янв аре 1 9 8 4 г. (<3),
102
1010 гПа, они перемещаются по ведущему потоку вдоль основной
траектории со скоростью 30—35 узлов, получают над океаном
тепло и влагу и углубляются до 950—985 гПа. Вследствие дли­
тельного нахождения над океаном, в частности над водами
Гольфстрима, происходит приспособление термических и влаж­
ностных свойств воздуха в циклонах к водам океана: температур­
ные контрасты сильно уменьшаются и насыщение воздуха влагой
увеличивается. Лишь изредка при ослаблении циклонической дея­
тельности интенсифицируется область высокого давления над Северо-Американским континентом1. Тогда в тылу циклона наблюда­
ется выход антициклона, и с континента на океан выдвигается
язык холодного н сухого континентального воздуха с большими
потенциальными возможностями усваивать тепло и влагу при от­
носительно невысоких скоростях ветра.
С точки зрения тепловых потоков из океана в атмосферу [85]
рассмотрение описанных синоптических ситуаций приводит к сле­
дующим выводам. При зональном типе циркуляции в условиях
циклонической ситуации потоки тепла и испарения оказываются
малыми, иногда близкими к нулю, даже при больших скоростях
ветра, а в антяциклонических ситуациях, даже при слабых вет­
рах, значительный температурный и влажностный контрасты
приводят к интенсивной теплоотдаче.
На рис. 3.4 а приведено среднее поле атмосферного давления
за январь 1984 г. и аномалии давления по отношению к сред­
нему многолетнему январю. Давление в центре азорского макси­
мума было выше среднего многолетнего на 12— 15 гПа и состав­
ляло 1035 гПа, а в центре исландского минимума 984—987 гПа,
что на 6— 10 гПа ниже многолетней нормы. Разность давлений
в исландском минимуме и азорском максимуме составляла в ян­
варе— феврале 45—47 гПа, что на 20 гПа выше среднего много­
летнего за этот период, а вследствие аномального смещения
азорского максимума на север иа 5—7° широты меридиональный
градиент давления в январе—феврале 1984 г, составил 1,6—
1,9 гЛа/° широты при климатическом значении за этот период
0,8—0,9 гПа/0 широты. Резкая интенсификация зонального пере­
носа в атмосфере сочеталась с обострением градиентов на субпо­
лярном гидрологическом фронте в океане. На рис. 3.4 г приве­
дена карта температуры поверхности в Ньюфаундлендской энерго­
активной области НЭО, осредненная за период с 17 января по
4 февраля. На ней четко выделяются главные динамические струк­
туры НЭО: обостренный субполярный гидрологический фронт
с градиентами до 11°С на 100 км, смещенный на север относи­
тельно среднего положения на 100— 150 км, и хорошо развитый
теплый квазистациоиарный антициклонпческий вихрь (КСАВ)
в южной части НЭО [20], в результате чего в НЭО сформирова­
лась положительная (до 1,5—2,0 °С) аномалия температуры по­
верхности воды (рис. 3.4 д ) . В условиях аномального развития
зональной циркуляции повторяемость циклонических ситуаций
(рис. 3.4 б ) составляла 68% , а анти цикл о нически х (рис. 3.4 s) —
104
Таблица 3 .3
С татисти ческие хар ак т ер и сти к и п а р а м е т р о в в заи м од ей ст в и и о к еан а
и а т м о с ф е р ы п р и а н о м а л ь н о м з о н а л ь н о м типе ц и р к у л я ц и и
з и м о й 1983~ 84‘г.
А тм осф ерны е ситуаци и
П арам етр
ци клон ически е
их
X
ан ти циклопические
X
ох
( Т * - Т а) °С
0,6
1,1
9 ,1
2,7
{ей — ez) г П а
2 ,3
2,1
11,8
1,9
V м /с
1 3 ,4
5 ,7
6 ,3
Q h В т /м 2
21
29
64
1008
Q e В т /м 4
Р а гП а
Во
0 ,2 8
2,1
134
36
42
258
61
12
1031
0 ,1 9
0 ,4 7
6
0 ,0 7
32 %. Условия теплообмена при этих двух ситуациях характери­
зуются табл. 3.3. Температурный
(Т1(] — Т а )
и влажностный
(е0 — e z ) градиенты приводного слоя в условиях антициклонических ситуаций в 5— 10 раз выше, чем при циклоничесгшх. Ско­
рости ветра гс циклонах в 2 раза выше, чем в антициклонах.
В результате при антициклоннческих ситуациях по сравнению
с циклоническими потоки явного и скрытого тепла возрастают
Р и с . 3.5. С х е м а С е в е р о -Т и х о о к еа н с к о го к о л е б а н и я , п о 1156].
St4—
Жирными лиинямн показаны а и омалии давлений, стрелки — аномалии атмосферных потоков,
jf, 2 — аномалии тепла и холода соответственно;
зоны усиления и осла блей ия осадков
соответственно,
105
в 4— 7 раз. С учетом повторяемости ситуаций получаем, что антициклонические ситуации были ответственны за передачу в ат­
мосферу 70 % явного, 55 % скрытого тепла и до 60 % суммарной
теплоотдачи. Таким образом, можно констатировать, что в пе­
риод развития Северо-Атлантического колебания атмосферный
воздух в циклонах высокой повторяемости находится в состоянии
максимального насыщения влагой. Такие процессы обеспечили
весьма мягкую с аномально большими осадками зиму 1984 г. на
европейской части СССР.
В [156] анализируются аналогичные Северо-Атлантическим
Северо-Тихоокеанские колебания {рис. 3.5), которые проявля­
ются как противоположные по фазе изменения давления над
средними широтами Тихого океана и могут приводить к возник­
новению положительных аномалий над Северо-Американским
континентом.
3.3. Процессы крупномасштабного
преобразования энергии в атмосфере
Описанные выше процессы меридионального переноса и об­
мена воздухом между океанами и континентами связаны с непре­
рывными преобразованиями энергии в атмосфере. Эти преобра­
зования связаны с притоками тепла и генерацией кинетической
энергии атмосферных движений. В настоящее время существует
ряд монографий [3, 45, 47, 70,
76, 183] и большое количество
работ [46, 234, 388, 454, 468, 496], посвященных анализу процес­
сов превращения энергии. Поэтому мы не будем подробно ана­
лизировать эти процессы, отсылая читателя к соответствующим
источникам.
В предположении гидростатичности полная потенциальная
энергия столба атмосферы, определяется как сумма потенциаль­
ной и внутренней энергии:
оо
Е
=
R
[p
О
оо
ой
T d z - \ -
= - Er
C v
О
Jp
T d z
=
C P
j рТ
d z
=
О
! T d p — k r } № t ‘№ -
<3-40>
где k = R l C p t t 0,286. Горизонтальные и вертикальные движения
могут сопутствовать переходу полной потенциальной энергии
в кинетическую и наоборот. Эти процессы являются адиабати­
ческими и обратимыми. К необратимым превращениям ведут
процессы поверхностного и внутреннего трения. Для энергетики
атмосферы большое значение имеет концепция доступной потен­
циальной энергии, развитая благодаря работам Лоренца [183,
468]. При адиабатическом достижении состояния гидростатиче­
ского равновесия в системе выполняются условия:
Е
106
=
min;
>0;
б |z _ const = const;
Р
|( - const = const.
Полная потенциальная энергия, соответствующая этому состоя­
нию, является недоступной для перехода з кинетическую, а раз­
ность Е — Ет in составляет доступную потенциальную энергию.
Таким образом, переход полной потенциальной энергии в кинети­
ческую эквивалентен переходу доступной потенциальной энергии
в кинетическую. Тогда для доступной потенциальной энергии
можно записать:
Ср ?
Ср ?
Р
■
А
=
~
J ™
о
г
®
рк
Р
J 0 - £ -Л Г * Р ,
о
Poo
ь
(3.41)
где N = ( P k — P b ) / P k — коэффициент эффективности, введенный
Лоренцем [468] и связанный с эталонным состоянием ( ) г, яв­
ляющимся
сухоадиабатическим
преобразованием
наблюдае­
мого:
P r ( Q
) * =
- ~ l
j p ( 0 ) d S e,
(3.42)
где So — площадь 0-поверхности, Лоренцем предложена аппрокснмационная формула для доступной потенциальной энергии:
А
=
±
С
Р
{у (у - Г Г ‘ Г - ’Г'*},
(3.43)
где Г = ~ д Т / д г ; y = g / C P — сухоадиабатический градиент; черта
сверху означает осреднение- по изобарической поверхности; Т —
отклонение от среднего. Из (3.40), (3.41) ясно, что бессмысленно
рассматривать величину А (как и Е ) , отнесенную к единице объ­
ема. В работах [234, 388] исследуется возможность оценки до­
ступной потенциальной энергии при отклонении от состояния ги­
дростатического равновесия за счет введения поправки на дефи­
цит гидростатичности.
Основной энергетический цикл общей циркуляции атмосферы
составляют генерация А за счет притока тепла, превращение
доступной потенциальной энергии в кинетическую и диссипацйя
последней. Генерация доступной потенциальной энергии связана
в первую очередь с неравномерностью притоков тепла в горизон­
тальной плоскости и перераспределением тепла по вертикали,
приводящим к уменьшению статической устойчивости. Скорость
генерации доступной потенциальной энергии можно определить
как [234]
р а
tt= tU
чялр
р а
+ 1 - ^ ^ d P - c , ^v(vTN)dP +
р к __р й
+
С РТ а
^
т ^
ч
-
Щ
,
(3.44)
где члены правой части описывают соответственно генерацию
неадиабатическими источниками q (фазовыми и радиационными
107
притоками), обратимое адиабатическое преобразование А в ки­
нетическую энергию, горизонтальную дивергенцию А и баротропные
изменения
за
счет непостоянства массы воздуха
в столбе. При интегрировании по всей поверхности Земли в (3.44)
остаются только два первых члена. Процессы генерации за счет
радиационных притоков и фазовых превращений подробно рас­
сматриваются в работах [199, 225, 454], где предлагаются воз­
можности параметризации этих процессов.
Оценки полной потенциальной и доступной потенциальной
энергии в атмосфере Земли [234, 388] показывают, что значения
Е
равны примерно 2,5- 10е Дж/м2, а значения А имеют сущест­
венный сезонный ход и колеблются в пределах (1,5 — 4,5) X
ХЮа Д ж /м 3. Таким образом, коэффициент эффективности N оце­
нивается в 0,0005—0,002, причем по оценкам [234] максимальные
абсолютные значения достигаются в северных широтах на высоте
200— 100 гПа,
' Если в соотношение для Е (340) осуществить подстановку Т
в виде (2.63) и предположить, что средняя температура слоя ат­
мосферы Н , подверженного сезонным колебаниям,
и
Т’о = j рГ d
о
связана с
Т а
соотношением
Тц =
то вместо
z
-
( l f T a ,
(3.40) легко получим [255]:
E
=
-
^
a
T T 0 d P a +
(3.45)
y .
Интегрирование (3.45) за годовой цикл [0, т] дает:
X
Т
X
E
=
\ E
d T
=
a § T
о
a d P
a +
о
Интегрирование. по некоторой поверхности
скорость генерации потенциальной энергии:
0Е
= f (В /х)
d a
™
n
f
a
Л.
(3.46)
\ y d t .
о
(ф
Т а d P a\
Vt
позволяет найти
Ci
+ k Q,
d a
(3.47)
)
где k a { y ) — добавка, не связанная с сезоннымипроцессами. Та­
ким образом, значение интеграла
Т
S ( T aP a ) ^
§
T
т
a d P a ^
\
T
a ^
f - d
i
(3.48)
0
определяет вклад столба воздуха в генерацию потенциальной
энергии атмосферы за сезонный цикл [255]. Обращаясь к (3.44),
108
можно отметить, что при интегрировании по т последний член,
связанный с изменением общей массы воздуха в столбе, также
сводится к (3.48). На рис. 3.6 приведен расчет интеграла (3.48)
для атмосферы северного полушария, где можно выделить зоны
максимальных и минимальных значений 5 ( Т а Р а), отвечающих
максимальному опережению в годовом ходе давлением темпера­
туры и опережению температурой давления.
3.4.
Крупномасштабные
энергетические превращения в океане
Процессы преобразования тепловой энергии в водах океана
проявляются в первую очередь в колебаниях уровня, непосредст­
венно связанных с источниками океанских движений. Представ­
ляют интерес сезонные вариации уровня под воздействием раз­
личных факторов. Эти процессы исследовались в работах [7, ИЗ,
407, 500, 579]. Наиболее полный анализ дан в работе [407], имею­
щей фундаментальное значение.
Колебания уровня в течение года разделяются на барометри­
ческую составляющую т)', стерическнй компонент tj' и добавку
от донного давления
П = "Па Н- Vfi 4 - Р Л в Р а ) *
(3 -4 9 )
где
' Т]о =
~ P a l ( g
Ра);
о
-
= ----- \
P
(3.50)
d z >
— и
а
Р
г ^ Р
а
Г
- V g
p d Z
+
g p M .
— Н
В (3,49), (3.50) штрих соответствует сезонным вариациям, ин­
декс
«о» — среднеклиматическому
состоянию,
р — плотность
воды.
Авторами определены характерные масштабы сезонной измен­
чивости; 3000 км по долготе и 1000 км по широте.
Комбинация
уравненийдинамики с уравнениями гидростатикипозволяет ав­
торам получить уравнение для изменений Р' в донном давлении:
(Я cosec ф)фР 'В к
= cosec-ф ctg <рР
—
{ Н
х
—
cosec <р)х Р
2 Q a p o
=
*
cos фдаЕк,
(3.51)
где ф, — широта и долгота; £2, а — угловая скорость вращения
и радиус Земли; и и гш — скорость экмановской «подкачки»;
109
Рнс. 3.6* Р аспределение в С еверном п о л уш ар и и значений интеграл а S ( P aT й) . П о л о ж и те л ь н ы е
о тв еч аю т опер еж ен ню давлением тем п ературы в годовом ходе.
значения
Я — граница верхнего слоя; величина Р ' характеризует потенци­
альную энергию на единицу площади водного столба:
о
Р 'х= j P xd z - H P X
—я
Для сезонных вариаций полей температуры
[407] полагается:
d T j d t
=
d Q H / d z
—
а Г
1(sec rpii
f
% +
v T
9 )
—
Т
w
и солености S
( j z
+ f);
(3.52)
d S / d t
=
d Q z j d z
—
a ~ l
(sec фи
S*.
•+■ t^Sqj) — w
' S z ,
где Г ( T , S , г ) — адиабатический градиент
температуры;
Qff,
Q
— вертикальные потоки тепла и соли. Из (3.52) авторами по­
лучено уравнение для плотности. Также исходя из (3.52) были
проанализированы эффекты выше сезонного термоклина и полу­
чено, что изменения локальных запасов тепла и солей выше сезон­
ного термоклина являются главным эффектом в изменчивости по­
токов тепла и влаги через поверхность.
Анализ баротропиости и бароклшшости показал, что север­
нее 15° с. ш. отклик океана в основном баротропен, течения
здесь определяются в основном вариациями ветра и почти не
зависят от плотностной структуры. Авторами с пятиградусным
разрешением для Северной Атлантики и Северной Пасифики рас­
считаны следующие составляющие сезонных вариаций уровня:
1)
стерические колебания в верхнем слое, включающие изме­
нения за счет температуры и солености:
e
о
\
—200
/
\
—200
/
2) стерические колебания в нижнем слое:
—
200
* - р Г 1 f р'
-//
d z
;
(3.54)
3) вклад от плотностных изменений в перемешанном слое
из-за изменчивости экмановских потоков:
о
г|Г = —ро"1 J рек d z \
(3.55)
—k
Hi
4) бароклинный отклик в верхнем и нижнем слое:
'nbarijclinlc = Tlbarocllnlc “Н %агосИп1с,
где
(3 .56 )
— частота Вяйсяля.
Были проведены также расчеты барометрического эффекта,
вклада от потоков на поверхности. Расчеты показали, что глав­
ными колебаниями оказались стерические, причем в первую оче­
редь температурные колебания. Барометрический эффект состав­
лял примерно 20—30 % стерических колебаний. Бароклииные
члены значимы в районах западных пограничных течений. В ра­
боте [7], появившейся вскоре после [407], проведены расчеты
сезонных колебаний уровня Мирового океана ветрового происхо­
ждения. Авторы приходят к выводу, что временные колебания
ветровой циркуляции не могут служить причиной наблюдаемых
сезонных изменении уровня, что согласуется с [407],
Представляется важным рассмотреть получение океаном ме­
ханической энергии от поля давления за счет нормальных напря­
жений. Потоки импульса за счет касательных напряжений д е­
тально исследованы в [14, 128, 165]. Выражение для потоков
механической энергии часто выводится в теории приливов, и вы­
ражение для работы массовых сил в объеме по своей структуре
аналогично выражению для работы нормальных напряжений на
поверхности. Однако вывод напряжения для работы массовых
сил, как правило, связан с осреднением уравнений динамики
с дополнительными предположениями (гидростатичность и т. д .).
В нашем случае эти предположения не являются обязательными,
за исключением предположения о кинематической неразрывности
поверхности сплошной среды (поверхности моря) [260]. Рассмот­
рим выражение для мощности сил давления F , действующих на
поверхность й:
N
(3.57)
где
do — элемент поверхности; us — скорость на поверхности;
F — сила давления на поверхности. В применении к поверхности
раздела вода—воздух (3.57) можно представить в виде
( 3 . 58 )
112
где
d c t
t — вектор элемента поверхности, равный (рис, 3.7)
| = | ofor/cos а |
или
d d *
=
J [ ( - с £ г ) cos
а ]
- 5 [ h i h r ) s in « ] - (J -
(3-59)
Поскольку tg а = г^ , для (3.59) имеем
d O n
- 0 - ■niO-
(3.60)
Пусть скорость движения представлена в виде двух компонентов
U = tfi+cuj. Тогда
U
= (да — «»*) da.
Р и с. 3.7. П р о ф и л ь в ол н ы у р о в н я с п р и н яты м и обозиачен и ям н .
И з кинематического условия на поверхности следует
w = d r\fd t + «ц*,
.
откуда получаем
U d<y = (dr\/dt) da.
Исходя из (3.61), для мощности сил
(3.58) имеем:
м -1р
dt
(3.61)
атмосферного
da.
давления
(3.62)
Иитегрируя (3.62) по % , получаем работу сил давления за годо­
вой период [0, т] за счет нормальных напряжений [260, 261]:
М
3
З ак аз № 15
(3 .63 )
113
которая связана с криволинейным интегралом:
т
S ( P w )
=
§
P
a d
4
=
^
Р а - т Ц - d t ,
соответствующим замкнутой кривой на диаграмме «атмосферное
давление — уровень океана». Ниже будут приведены количествен­
ные оценки (3.63) и представлены расчеты для Мирового океана.
Оценка доступной потенциальной энергии вод океана как ис­
точника кинетической энергии океанских движений также восхо­
дит к анализу поля уровня океана. Традиционно её плотность
оценивается как
и
(3.64)
где £ — вертикальное отклонение изопикнических поверхностей от
невозмущенного состояния. Проводя рассуждения, близкие к из­
ложенным в разделе 3.3, д л я скорости генерации потенциальной
энергии в океане можно получить выражение [255] (3.65)
Т
т
где интегралы правой части отвечают площадям замкнутых за
годовой цикл кривых в соответствующих координатах. Оценки
доступной потенциальной энергии вод океана приводятся в [64,
107]. В соответствии с [64] доступная потенциальная энергия
океана в отношении к полной потенциальной энергии составляет
3 ■ Ю'5, т. е. эффективность образования доступной потенциальной
энергии в океане значительно ниже, чем в атмосфере.
Многие важные механизмы преобразования тепловой энергии
в океане, связанные именно с сезонными процессами, восходят
к тепловой энергетике верхнего квазиодпородного слоя (ВКС)
океана и сезонного термоклина. Всесторонний и глубокий анализ
этих процессов приводится в монографиях [70, 74, 142, 204, 208,
233], а в [142, 189, 204] рассматриваются возможности моделиро­
вания эволюции ВКС в рамках различных подходов.
При рассмотрении сезонной энергетики ВКС полезно восполь­
зоваться зависимостями h ( T w ) , где h — глубина ВКС, предстазляющнми замкнутые за годовой цикл кривые (рис. 3,8) [275,
276]. Наблюдаемый в природе сезонный ход h в большинстве
случаев характеризуется скачкообразным подъемом при интен­
сивном прогреве верхних слоев в весенне-летний сезон, поэтому
период подъема правильнее называть периодом формирования
нового ВКС в каждом годовом цикле. В таком представлении
функция h ( T t o ) в период подъема h имеет разрыв и замыкание h ,
7 V петли носит формальный характер. Площадь
делится как
5 (А,
Т ш)
= $
х
h й Т ш
= Jh
О
h ,
7V петли опре­
(3.66)
d t .
Рассмотрим уравнение переноса тепла, проинтегрированное по
глубине от 0 до k :
(3.67)
Р и с , 3 .8 . Л, Г с -п е тл и ,
п о стр о ен ны е по д ан н ы м судг>з
погод ы « М » ( а ) , «£)» ( б ) , « Е » ( е ) з а 1 9 6 9 — 1У70 гг.
На врезке — участок за виси и оста /i=f(7"8) за период с ноября
1968 г. пс июнь 1969 г,
где
.
h
„
Г/
дт
, „
д Т
д
.
д Т
д
и
дТ \ ,
<?*= 0Н Ы'~дГ + ° - w — " Ъ Г k* ~ д Г - -Зу-'к» 1 Г )'dz
— горизонтальный поток тепла; q a , q u — потоки тепла на верхней
и нижней граннце ВКС, все потоки нормированы на плотность и
удельную теплоемкость, температура T w для простоты принята
115
равной температуре ВКС и не зависящей от
за годовой цикл, получим:
Интегрируя (3.67)
г .
Т
\
к
Л - Qo - Qfc -
(3.68)
Q a .
X
где
Q
^ j q
d
t .
Осуществляя простой переход, вместо (3.66) за ­
о
пишем:
.
X
j' h
X
d t
= -
.
X
f Г»
~
d t
= - j
T m w t d t
-
- Q
* .
(3.69)
где w „ — скорость заглубления (подъема) нижней границы ВКС.
Таким образом, величина Q * представляет интегральный за се­
зонный цикл перенос тепла через нижнюю границу ВКС за
счет потока массы [249]. За исключением приполярных районов,
вертикальное распределение температуры воды в масштабах се­
зонного хода носит неииверсионный характер. При заглублении
ВКС из нижележащих слоев вовлекается более холодная вода.
Вовлечение обычно параметризуется в виде произведения скоро­
сти заглубления ВКС и вертикального градиента температуры
непосредственно под перемешанным слоем [249], Это вовлечение
приводит к охлаждению ВКС, и, таким образом, поток тепла на
нижней границе за счет вовлечения направлен вниз. Если иа фа­
зах заглубления и подъема ВКС его температура различна, то
формируется h , 7\„-петля. Для неинверсионного характера верти­
кального распределения температуры в деятельном слое океана
этот механизм практически является единственно возможным для
перекачки тепла из глубинных слоев в ВКС, поскольку поток
всегда направлен вниз. Действительно, в большинстве случаев
годовой поток Q* носит компенсирующий характер относительно
Q
.
Ниже мы детально рассмотрим эти процессы для Северной
Атлантики. Пока лишь укажем, что его среднее значение состав­
ляет 75 кДж/(см2 * год), что при интегрировании по площади дает
около 1012 Вт, что составляет от 1 до 10 % меридионального пере­
носа на различных широтах Северной Атлантики.
h
3.5. Особенности процессов взаимодействия
в связи с Южным колебанием
Особой колебательной структурой в системе океан—атмосфера,
имеющей черты ПТМ, является валкеровская циркуляция, непо­
средственно
связанная
с «Эль-Ниньо—Южным колебанием».
В последнее время появилось огромное количество работ, посвя­
щенных этому феномену, Валкеровская ячейка [348, 566] пред­
ставляет собой зональную циркуляцию в экваториальной обла­
сти, управляемую градиентами температуры океана. Воздушные
116
массы переносятся из более холодных восточных областей океана
в западном
направлении, где они нагреваются, насыщаются
влагой, поднимаются и переносятся компенсационным потоком
в противоположном направлении. Исследования этого атмосфер­
ного цикла можно найти в работах [23, 565, 566]. Циркуляция
Балкера непосредственно связана с так называемым Южным ко­
лебанием, которое выражается в изменении масс между Восточ­
ным и Западным полушариями в тропиках и субтропиках, как
было показано в [588]. В работе [588] Внртки называет четыре
главные крупномасштабные барические системы Земли, регули­
рующие климат: антарктический западный перенос, максимум
Pne, 3.9. Изменения за период 1961—
1980 гг, скорости ветра на поверхности
150 гПа в Сингапуре { ! ) и индекса
валкеровской циркуляции WCI (2 ),
ю
1 №
давления у о. Пасхи, индонезийский минимум давления над са­
мыми теплыми водами Мирового океана, азиатский максимум
над континентом. Если в Северном полушарии главной является
сезонная цикличность, то межгодовые колебания в Южном полу­
шарии сравнимы, а по результатам [23] в несколько раз могут
превосходить сезонные. Главным проявлением межгодовой измен­
чивости является Ю жное колебание.
Интегральной количественной характеристикой Южного ко­
лебания, как правило, служит перепад давления Таити—Дарвин,
часто используемый как индекс Южного колебания [371, 556].
В [551] предлагается ввести индекс валкеровской циркуляции
(WCI), определяемый как
■
W C I- I ^
i ’+ r -
<3'70>
где P i t Р %— нормализованные со стандартным отклонением, рав­
ным 1, пятимесячные средние значения давления на Таити и Ко­
косовых островах. На рис. 3.9 величина (3.70) сопоставляется
со скоростями ветра иа поверхности 150 гПа в экваториальной
области
западной Пасифики, обнаруживая высокую (г = 0,94)
корреляцию. При смене знака индекса Южного колебания обна­
руживается изменение всей структуры валкеровской ячейки [434].
Об этом свидетельствуют схемы, приведенные на рис. ЗЛО для
случаев положительного и отрицательного
значений
индекса.
В качестве наводящих соображений здесь обратим внимание на
117
положение изотермы температуры океана 28 °С при различных
значениях индекса (рис. ЗЛО).
После работ Валкера детальные экспериментальные исследо­
вания Южного колебания были проведены Бьеркнесом [348, 349],
Трупом [558], Джулианом и Червином [439], рядом других ис­
следователей. В этих и многих других работах южное колебание
рассматривается как атмосферные флюктуации, связанные со сме­
ной положительных и отрицательных аномалий температуры по-
б)
Рис.
ЗЛО.
В ал кер ов ская ц и р к у л я ц и я при пол ож ител ьном
тельном (б ) и нд ексах Ю ж н о г о кол еб ани я.
(а)
я
о тр и ц а­
верхности океана в экваториальной Пасифике. Положительные
аномалии проявляются нерегулярно, держатся в течение 12—
18 мес и приводят, как правило, к следующим атмосферным
условиям:
1) аномальное повышение атмосферного давления над Австра­
лийско-Индонезийским
регионом,
сопряженное с ослаблением
субтропического максимума в юго-восточной Пасифике, что от­
вечает отрицательной фазе Южного колебания [423, 429, 507];
2 )
ослабление или смена направления восточных ветров в эк­
ваториальной Пасифике, вызывающее сбой в среднеклиматиче­
ской зональной ячейке циркуляции [432, 586];
3) резкое увеличение осадков в экваториальных районах к вос­
току от 160° в. д. [383, 395, 508];
4) интенсификация
гадлеевской
циркуляционной
ячейки
в Тихоокеанском секторе [519];
118
5)
глобальные последствия во в нетропических широтах, про­
являющиеся в углублении и смещении на юг алеутского мини­
мума в зимний сезон Северного полушария [348, 349, 487, 529,.
575].
Р и с . 3 .1 1 . Р азн о сти средне я н в а р с к о го д а в л е н и я ( г П а ) а го д ы у с и л ен и я н
ослаблени я зон аль н ого п ереноса ( а ) , сред ине зон ал ьн ы е со став л я ю щ и е с к о ­
рости ветра (м /с ) н а п ои ер хно сти 150 г П а ( б ) , сред нее з а 1961— 1 9 8 0 гг.
и зм енение ко л и ч е ств а о с а д к о в з а янв арь (м м ) ( в ) .
Взаимосвязь первого, второго и третьего эффектов демонстри­
рует рис. 3.11 [551], где приведены значения среднего зимнего
зонального ветра в сопоставлении с изменением количества осад­
ков за январь в осреднении с 1961 по 1980 г. и разностями ян­
варского атмосферного давления между зимами, характеризовав­
11»
шимися усилением зонального ветра на поверхности 150 гПа до
яй20 м/с (1962, 1963, 1971, 1974) и зимами ослабления зональ­
ного переноса до да 10 м/с (1964, 1969, 1970, 1978).
Наиболее широкие возможности рассмотрения взаимодействий
в системе океан—атмосфера возникают при анализе взаимосвя­
зей Южного колебания с Эль-Ниньо, где пионерская роль при­
надлежит Виртки [586, 588]. В [586] им предложена простая
схема, согласно которой к Эль-Ниньо приводит усиление пассата
над Тихим океаном в течение двух лет. Тогда избыточная вода
ь субтропическом круговороте вызывает увеличение толщины
термоклина на востоке. Доказательства такой связи приведены
также в [369, 427, 442, 514]. Причем в работе [427] использованы
.данные об уровне океана. Перенос свойств в период Эль-Ниньо
экваториальными захваченными волнами обсуждается в [331,
575]. В [534] предлагается параметризация теплообмена с атмо­
сферой в модели Эль-Ниньо. Раздельное задание функции ис­
точников в атмосфере и в океане приводит к появлению обрат­
ной связи, Многие работы по моделированию Эль-Ниньо рассмат­
ривают модальный отклик на зональный ветер [367, 406, 427, 471,
535]. В этом случае, как правило, получаются волновые решения,
включающие экваториальные захваченные волны [517, 535, 541],
■однако не исключающие и возможности существования набора
лланетарных волн, как в [406]. В ряде работ обсуждаются осо­
бые условия в формировании потоков тепла на поверхности в пе­
риод Эль-Ниньо. В [517] отрицается связь колебаний тепловых
потоков с повышениями температуры воды в период Эль-Ниньо.
Однако в [517] отмечается тесное согласование изменений тепло­
вых потоков с фазами Эль-Ниньо. Интересна работа [570], где
получена картина среднего Эль-Ннньо на разных его стадиях.
Многие работы посвящены региональным аспектам. Так, в [541]
■обсуждаются аномалии температур в Калифорнийском течении,
позволяющие говорить о «Калифорнийском» Эль-Ниньо», что по­
лучило косвенные подтверждения в [387].
Особый интерес представляет выяснение временных масшта­
бов Южного колебания. В работе [371] анализируются связи
вдольэкваториального градиента давления с перепадом его на
линии Таити—Дарвин. Высокая когерентность отмечается на пе­
риодах 40— 60 мес при сдвиге фаз между о. Пасхи и Дарвином
■8 мес. Статистический анализ с привлечением данных о темпе­
ратуре океана выполнен в [366]. Различные авторы называют
разные, часто противоречивые количественные характеристики
для периодичности Эль-Ниньо и последующих процессов в ячейке
валкеровской циркуляции. Оценки колеблются от 2 до 8 лет. При­
веденные на рис. 3.12 изменения за 20-летний период— ана­
логи индекса Южного колебания — обнаруживают
минимумы
в годы Эль-Ниньо (1972, 1977, 1982— 1983). Процессы, связанные
с сильным Эль-Ниньо 1982— 1983 гг., подвергались анализу и диа­
гностике многими авторами [448, 487, 494, 509, 510], Приведенные
по [448, 509, 510] на рис, ЗЛЗ характеристики осадков, зональной
J20
и меридиональной составляющей скорости ветра за 1982— 1983 гг..
показывают как взаимовлияния в экваториальной ячейке, так к
отклик процессов в Северном полушарии на летнюю аномалию*
1982 г.
аПа
Р и с. 3.12. М н о го л е тн я я
и зм е н ч и в о ст ь
пяти м есяч н ы х
с к о л ь зя щ и х с р ед н и х р а зн о с те й ан о м ал и й д а в л е н и я на
Т аити и в Д арви н е.
Рис, 3 .1 3 . И з м е н е н и я в п ери о д Э л ь -Н н н ь о 1 9 8 2 — 1983 гг.
о са д ко з в К о с т а - Р и к е ( / ) , сред ине м н о го л е тн и е о сад ки
( 2 ) , сред ние з о н ал ь н ая ( 3 ) и м е р и д и о н а л ь н а я ( 4 ) с ко ­
рости ветра д л я зоны 3 0 — 6 0 ° с. ш .
Детальные экспериментальные исследования позволили в по­
следнее время появиться работам по моделированию процессов
в системе Эль-Ниньо — Южное колебание [380, 462, 540]. Ре­
зультаты трех численных экспериментов на моделях общей цир121
.куляции по воспроизведению отклика атмосферных параметров
:на аномалию температуры поверхности в экваториальной Паси­
фике обсуждаются в (540], где констатируется, что аномайия
температуры практически всегда приводит к вдольэкваториалькому градиенту давления. Модель, учитывающая колебания тер­
моклина в экваториальной Пасифике, применена для анализа
г(ъ)
¥ г
/
Рис. 3.14. Корреляционная ' функция
■55,.9% между аномалиями муссонных осад­
ков в Индия и индексом Южного ко­
лебания.
С88ие
Южного колебания в {461]. Функция, описывающая распределе­
ние притока тепла к атмосфере, описывается как
Q ( x ,
у ,
а) = Q _ [ i + а Я (сг)]ехр [ —аЕ(у' + (л: — Я (а)лгс)], (3.71)
гд е
Q — &(/z
k (Ля, + he — Ло);
cr = (Q+ — Q _)/Q -;
Q-f- =
Дш, Де — площади западного и восточного районов океана; k —
размерная константа; йо— глубина термоклина в средних широ­
тах; А'е — долгота невозмущенного уровня; Н ( о ) — функция Хэвисайда. Расчеты проведены для двух режимов: предшествующего
.Эль-Нииьо, связанного с холодной аномалией температуры по­
верхности океана, и собственно Эль-Нииьо с положительной ано­
малией ТПО. В последней ситуации тепловая аномалия {или по­
ложительное отклонение глубины термоклнна) возникала в цен­
тральной части океана и существовала продолжительное время.
Многие работы указывают на глобальность явления Южного
колебания, его распространение на Индийский океан и на Атлан­
тику. В работе [431] анализируются собственные вектора гло­
122
бальных месячных полей температуры воды. Аномалии темпера­
туры воды хорошо коррелируют с первым собственным вектором
как в тропиках Тихого океана, так и в Атлантике и в Индийском
океане. В работах [379, 418] подчеркивается еннфазиость колеба­
нии в тропиках обоих океанов. Тот же вывод из анализа осадков,
делается в [545]. Сопоставление работ [441] и [559] приводит
к выводу об общности механизмов возбуждения вдольэкваториальной циркуляции зональным градиентом геопотенциала, причем
в [559] рассматриваются сезонные вариации градиента, которые
оказываются в фазе с годовыми вариациями приэкваториального
ветра, ослабляющегося зимой и веской и усиливающегося осенью.
Однако Невелл [490] и Виер [569] отмечают, что физические
причины температурных колебаний в Индийском океане и эква­
ториальной Пасифике различны. Это, в частности, подтвержда­
ется отсутствием апвеллпига у западного берега в Индийском
океане. Когда фаза Южного колебания такова, что восточная
экваториальная Пасифика охлаждается, а давление у о. Пасхи
выше среднего (такая ситуация отмечается в [423, 490, 492,. 569]),
происходит охлаждение вод из-за апвеллпига. Падение давления
приводит к увеличению облачности над Индийским океаном 1-г
уменьшению радиационного прогрева вод.
В ряде исследований устанавливается связь Южного колеба­
ния с возникновением и развитием муссона над Индийским океа­
ном [449, 578]. В [539] предпринимается попытка анализа 80-лет­
них рядов муссонных осадков и аномалий давления в Дарвине.
Обнаружено, что аномалии давления могут служить предикто­
рами аномальных осадков. Корреляционная функция, полученная
в [539], приводится на рузс. 3,14,
Следует отметить, что процессы, связанные со взаимодейст­
вием в системе Эль-Ниньо — Ю жное колебание, и влияние этих
процессов на глобальную атмосферную циркуляцию положены
в основу идейной части одного из крупнейших современных
международных проектов исследования короткой ер иод пых коле­
баний климата — TOGA (Tropical Ocean and Global Atmosphere),
В планы проекта, рассчитанного на десятилетие, входит анализ
самых разнообразных данных о тропической зоне всех океаиов,
включая данные об уровне, и модельный диагноз отклика атмо­
сферной циркуляции иа аномальные процессы во виутритроническнх районах.
ГЛАВА 4
Зональный климат Мирового океана.
Роль средних широт
во взаимодействии океана и атмосферы
В предыдущей главе мы уже говорили о меридиональной цир­
куляции в океане и в атмосфере, первопричиной которой является
термический контраст низких и высоких широт. В данной главе
обратимся к анализу количественных характеристик параметров
океана и атмосферы в зональном осреднении. Особый интерес
в связи с этим представляют оценки меридионального тенломассопереноса и их изменчивость. Они не только позволяют оценить
роль отдельных океанских акваторий в трансформации тепловой
энергии, но и дают ключ к пониманию энергетики взаимодействия
между собой различных океанов: Тихого и Атлантического, Мно­
гие вопросы количественного анализа зонального климата Земли
непосредственно не связаны с проблемами крупномасштабного
взаимодействия, и при встрече с ними мы будем адресовать чи­
тателя к обширной монографической литературе и климатическим
■обобщениям.
4.!. Особенности меридионального распределения
характеристик термического рассогласования
океана и атмосферы
Крупномасштабное рассогласование характеристик океана и
.атмосферы проявляется, как отмечалось в главе 2, в термических
контрастах приводного слоя атмосферы н верхнего слоя океана
и в фазовых рассогласованиях годового хода параметров воды
и воздуха. Среднезональные характеристики атмосферы н Миро­
вого океана, а также отдельных океанов неоднократно публико­
вались и приводились в работах [17, 41, 42, 51, 59, 82, 104, 156,
199, 288, 289, 292, 293], поэтому иет необходимости повторять их
здесь. Анализ глобального распределения основных параметров
свидетельствует о значимых межполушарных и межокеанических
различиях. Некоторые оценки по полушариям были сделаны
в предыдущей главе и сводились к тому, что атмосфера Север­
ного полушария теплее Южного, в чем значительную роль играет
124
колебательный (сезонный) компонент теплообмена океана и ат­
мосферы. Представляет также интерес сравнительный анализ
средних характеристик океанов, который важен для дальнейшего
рассмотрения меридионального перераспределения тепла в Миро­
вом океане. В табл. 4.1 приведены средние характеристики Ти­
хого и Атлантического океанов. Отметим, что Тихий океан значи­
тельно «превышает» Атлантический по растворенным биогенным
элементам, а Атлантика — Тихий по растворенному кислороду,
причем тенденция увеличения и убывания сохраняется с севера
Атлантического океана к северу Тихого, через Южный океан.
В целом следует отметить, что табл. 4 . 1 свидетельствует о зна­
чительных различиях Атлантики и Тихого океана. В литературе
чаще обращалось внимание на их сходство (структурные эле­
менты циркуляции, вертикальное распределение основных харак­
теристик и т. п.). При этом воды Атлантики значительно теплее
вод Тихого океана на глубинах и холоднее иа поверхности. Сред­
няя температура и соленость атлантических вод также выше, чем
тихоокеанских. Наконец, уроненная поверхность Тихого океана
Таблица 4 .
■
С равнительны е х а р а кт е р и с т и ки
Х арактери сти ка
П л о щ а д и пов ер хно сти , Ю 5 к м а
Объем «од, 10** кы"’
С редн яя т е м п е р а ту р а зо д , ° С
С р е д н яя п о тен ц и а л ь н ая те м п е ­
р а ту р а , °С
С редн яя т е м п е р а ту р а п а п о ­
верхности, °С
С р е д н яя т е м п е р а т у р а п а г л у ­
бине ‘КЮО м, “С
С р е д н яя соленость, %о
С редняя п ло тн ость , г/с м 3
С реднее с о д е р ж а н и е к р е м н и я ,
мо ль/л
С реднее с о д е р ж а н и е р а с тв о р е н ­
ного кисл ород а, моль / л
В озраст гл уб и н н ы х вод, годы
Р азно сть непарен не— осади и ,
105 к м я/го д
О тносительны й уров ен ь п о в е р х ­
ности, д ин . см
П л отн ость д о ступ н о й п о т е н ц и ­
альной энергии, Д ж /м ™
Т и х о го
Т и х и й океан
А тлантический
о ке а н
М ировой
о ке а н
179
0 ,7 1
3 ,7
3 ,3 6
92
0 ,3 3
4 ,0
3 ,7 3
361
1 ,3 7
3 ,8
3 ,5 2
1 9 ,3 7
1 6 ,5 3
1 8 ,6
1 ,9
1 7 ,5 4
1 9 ,7
1 ,5
3 4 ,9 0
1,0 2 7 7 7 3
30
3 4 ,7 2
1 ,0 2 7 6 0
60
20,6
1 ,5
3 4 ,6 2
(,0 2 7 6 3
90
0 ,3 3
1300
— е
5 3 ,5
(с е в е р н а я
часть)
1 5 ,3
(ю ж н а я ч а с т ь )
256
(с е в е р н а я
часть)
34
(ю ж н а я ч а с т ь )
1
и А тл ан ти ч ес ко го о кеан ов
0 ,4 7
600
24
— 4 0 ,9
(с е в е р н а я ч а сть )
1300
0
— 4 4 ,0
(ю ж н а я ч а сть )
695
(с е в е р н а я ч а с т ь )
155
{ ю ж н а я часть)
125
стоит выше, чем Атлантического, причем разность уровней между
их северными частями составляет примерно 1 м. Вдвое различа­
ется и скорость обновления глубинных вод в Тихом и Атлантиче­
ском океанах. Все это приводит к тому, что Тихий океан высту­
пает как бассейн «разбавления» свойств, а Атлантика — как бас­
сейн нх «концентрации» и ставит Атлантический океан по
отношению к Тихому в положение, занимаемое Средиземным мо­
рем по отношению к Атлантике.
Среднегодовые температурные контрасты приводного
слоя
(рис. 4.1) достаточно сильно различаются в разных полушариях
Рис. 4 .!. Меридиональное распределение среднегодо­
вых разностей температуры воды и воздуха для
Мирового ( / ) , Тихого (2), Атлантического [3) и
Индийского (4 ) океанов.
Прямыми линиями показаны
средне полушарные
значения.
и океанах. Для Мирового океана в Северном полушарии разно­
сти 7\, — Т а составляют в среднем 0,8 °С, а в Южном — 0,6 °С
[292], Это неравенство полушарий еще сильнее проявляется в Ат­
лантике: соответственно 1,0 и 0,5 °С. В Тихом океане разности
температур вода—воздух выше в Южном полушарии, чем в Се­
верном. Максимальные среднегодовые разности температур при­
урочены к полярным областям, причем наибольшие значения от­
мечаются в приарктических районах. Минимальные, близкие
к нулю, значения T w — Т а достигаются в субполярных широтах
Южного полушария, т. е. в широтном поясе, где практически от­
сутствуют континенты. Именно здесь в Индийском океане дости­
гается абсолютный среднеширотный минимум — 0,2 °С.
В средних широтах обоих полушарий отмечаются локальные
максимумы Т № — Т а , причем максимальные значения наблюда­
ются в южной части Тихого океана. Наименьшие различия океа­
нов по контрасту температур вода—воздух отмечаются в субтро­
пических широтах Южного полушария. На рис. 4,2 представлен
126
Р и с. 4. 2. С езо н н ы й х о д с р е д н е з о и а л ы ш х разностей
т е м п е р а ту р «в о д а— в о з д у х » ( ’ С ) д л я М и р о в о го ( а ) ,
А т л а н т и ч е с к о го (б ) и Т и х о го (й ) о ке ан о в .
годовой ход среднеширотных разностей температур вода— воздух
для Мирового океана и отдельных океанов, построенный по дан­
ным [292, 293]. Практически на всех широтах отмечается выра­
женная сезонная изменчивость значений Т к — Т а . Максимумы
в Северном полушарии достигаются в декабре—феврале, а ми­
нимумы— 6 июне—июле, а в Южном полушарии — наоборот.
Анализ рис. 4.2 позволяет выявить особенности сезонного хода
разностей Т 1 С — Т а в средних широтах. В зимние месяцы темпера­
турные контрасты здесь ниже, чем в высоких широтах, а в лет­
ние— наоборот, что связано с резким увеличением амплитуд го­
дового хода разностей T w— Т а в зоне 4 0 — 60“ обоих полушарий.
В результате в зимние месяцы температурные различия убывают
в направлении от Северного полюса к Южному, а летом Север­
ного полушария — наоборот, причем контраст север—юг зимой
значительнее, чем летом. Это и проявление, и причина межполушарных взаимодействий, связанных с трансэкваториальным воз­
духообменом. Помимо температурных различий воды и воздуха,
значительный интерес для аналнза зонального климата представ­
ляют амплитуд но-фазовые характеристики, которым в последнее
время при исследовании климата уделяется значительное внима­
ние (15, 62, 86, 88, 174, 209, 210, 212]. Б [62] анализируется ши­
ротное распределение сдвига фаз, годового хода приземной
температуры воздуха и радиационного баланса на основе полуэмпирической нестационарной климатической теории термического
режима приземной атмосферы [63], где сезонный ход среднеширот­
ной температуры определялся радиационным балансом атмосферы
и долей океанов и континентов на данной широте. Последняя,
как отмечается в [62], в значительной мере определяет меридио­
нальное распределение сдвига фаз температуры атмосферы отно­
сительно гармонических компонентов радиационного баланса, ко­
торый лежит в пределах 15—45 сут, достигая максимума в при­
экваториальных широтах Южного полушария, а также имеет
региональный максимум в зоне 4 0 —50° ю. ш. Авторы [62) предло­
жили оригинальный механизм меридионального обмена для объ­
яснения скачкообразного изменения сдвига фаз в экваториальной
области при пересечении экватора.
В цикле работ [209, 210, 211] сезонный ход температуры зем­
ной атмосферы подвергнут анализу методом амплитудно-фазовых
характеристик. Надо оговориться, что эти характеристики (в пер­
вую очередь амплитудные) понимаются в [209] не в обычном
смысле, а как время, необходимое для прогрева (охлаждения)
воздуха на некоторую величину ДГ (амплитудные характери­
стики), и как время достижения сезонным ходом среднегодового
режима при d T j d t > 0 (0-фаза) и при d T j d t < 0 (я-фаза) (фазо­
вые характеристики). Ниже мы будем рассматривать гармониче­
скую структуру регулярного годового хода. Метод амплитудно­
фазовых характеристик имеет те преимущества, что позволяет по
осредненным климатическим данным анализировать достаточно
тонкие эффекты, связанные в первую очередь с ролью асимметрии
128
годового хода (кратных гармоник) в формировании его фазовых
характеристик. Б рамках метода [209] проведены расчеты для
зона л ыю
осредненных температурных параметров атмосферы
Северного и Южного полушарий. Представленные на рис. 4.3 изохроны 0-фазы и я-фазы для Северного полушария свидетельст­
вуют о распространении фронта 0-фазы от экваториальных райо­
нов к субтропическим в нижнем 4-километровом слое, из страто­
сферы в тропосферу в приполярных районах и от поверхности
Р и с . 4.3. И зо х р о п ы 0 -ф аэы (л) н л -ф а з ы (б) т е м п е р а т у р ы в о зд у х а
it а тм о с ф ер е С еверн ого п о л у ш а р и я , по [209].
Земли вверх в средних широтах. Динамика я-фазы осеннего
охлаждения проще и связана с распространением фронта л-фазы
от полюса к экваториальным районам. В Южном полушарии
фронт 0-фазы распространяется от экватора к полюсу в страто­
сфере и из верхних слоев атмосферы к поверхности Земли в сред­
них широтах. Фронт л-фазы распространяется от полярных райо­
нов к экваториальным.
Связь фазовых характеристик температурных годовых колеба­
ний с меридиональным теплопереиосом можно проанализировать
в рамках интегрально-фазового подхода, если рассмотреть в поле
координат одной характеристики (температуры воздуха) сезонные
колебания в различных, например соседних широтных, зонах
[259]:
г
лгМ
5 ( Т а ( х и х 2 ) ) = T i X l ) ( t ) — J!— d t ,
(4. n
о
где x i , Х 2 — соседние широтные зоны. Фазовый сдвиг определится
в этом случае по формуле, аналогичной (2.33). Результаты аиа9
Заказ № 1G
129
лиза, выполненного по среднеширотным данным о температурном
режиме земной атмосферы, приводятся на рис. 4.4. Сезонные ко­
лебания инсоляции R на верхней границе атмосферы происходят
коррелировало на поверхности Земли, причем
они синфазны
в пределах одного полушария и противофазны для разных. Ана­
лиз широтного распределения величин (4.1) и соответствующих
сдвигов фаз
лг)) показал высокую степень коррелированности меридионального распределения зон подъема и опускания
воздуха у Земли со значениями величин S ( T a ( x u х г ) ) , cp(7'a{.i.-|,
(f сут
Рис. 4.4 . С т р у к т у р а ко н в е кти в н ы х я ч е ек в атмосф еру, идентиф и­
ц и р у е м а я по зн ач ен и я м ф азов ого с д в и га в сезонном код е п ризем ­
ной т е м п е р а ту р ы .
А'а)). При этом прямые ячейки идентифицировались по положи­
тельным значениям 5, R , а обратные — по отрицательным. Уда­
лось идентифицировать тонкую структуру обратных (феррелеиских) ячеек как в Северном, так и в Южном полушарии, которая
отражается в разбиении их иа две подъячейки (рис. 4.5). Ана­
лиз величии S, <р показал, что в целом Южное полушарие можно
охарактеризовать как единую прямую ячейку конвекции, имею­
щую свою внутреннюю структуру. Наблюдаемый фазовый сдвиг
сезонных колебаний приземной температуры от полюса до 20° ю. ш.
за цикл, равный 1 году, составил 4 дня. В то же время для Се­
верного полушария (90—20° с. ш.) эта величина равна всего лишь
1 дню. Такое значение tp объясняется наличием в Северном по­
лушарии хорошо выраженной 4-ячеистой системы циркуляции
(рис. 4.4), для каждой из которых величина ф отличима от нуля,
но в сумме они компенсируют друг друга. Такая структура гло­
бальной циркуляции подтверждается при анализе фаз и площади
«петли», построенной в координатах параметров ( Т , R ) , однако
недостатком такого рассмотрения является наличие общего для
каждой широтной зоны фона, обусловленного общей инерцион­
ностью земной климатической системы.
130
Если интенсивность конвективного теплопереноса между ши­
ротными кругами выразить, как g ( x i , л*а) = u i,a 7 i,2 , где щ , ч — пе­
реносная скорость между зонами, Т ( 0 — среднемесячные значе­
ния среднезоналыюй температуры, то величину uj, г можно пред­
ставить как функцию градиента температур:
ш , е = /(7 ’1 — Т ч ) .
Но при этом изменение скорости происходит не мгновенно, а с не­
которым запаздыванием относительно изменения градиента тем­
ператур, т, е. процессы формирования поля скорости полем тем­
пературных градиентов можно рассматривать как причину и след­
ствие, которое происходит с некоторым запаздыванием по отно-
Р и с. 4.5 . О т с т а в а н и е у в сезо нн ом ходе по ф азе (в с у т к а х ) т е м ­
п ер а тур ы о т п р и х о д я щ е й на верхню ю г р а н и ц у атм осф еры р а д и ­
ац и и ( / } и а м п л и т у д а Го с е зо н н ы х к о л е б а н и й п ри зем но й т е м п е ­
ратуры ( 2) .
шению к причине. Тогда, как было показано в [259], соотноше­
ния U i ' % = * f { T i — Т % ) можно представить в виде
И.,* (О =
[Г|
( t
“ *.) -
Т , (t
-
T 0) l
(4.2)
где то — эффективное время запаздывания, которое можно
кос­
венно оценить, исходя из цепочки: градиент температуры-*-гра­
диент давления- v изменение ui,a- Для сдвига фаз между T ( t ) и
R ( t )
15 сут величина то оказывается близка к 1 мес, что согла­
суется с [62]. Величину 7 \,а (/ — т) можно представить
в виде
Т I,? ( t
— т„) =
Т 1г3
------- т„ +
о
(Тц).
(4.3)
Подставляя
(4.3) в выражение для q ( x i , Х 2 ) и интегрируя это
выражение за сезонный цикл [0, т] с учетом разложения для тем­
пературы (2,63), получаем:
Второе слагаемое правой части (4.4) можно представить в виде
q ( x i ,
х 2)
=
a u x 0S
(та ( x
i ,
х 2) )
а и ( т \ — T i uT% cos ф т /2 ),
+
(4.5)
где индекс «О» соответствует амплитудным значениям элементов.
Таким образом, факт существования и количественное выражение
сезонного теплопереноса q связаны с амплитудными и фазовыми
особенностями сезонного хода приземной температуры воздуха.
Рассчитанные
по
формуле
(4.5)
величины
представ­
лены в табл. 4.2. В этой же
таблице приведены значения
среднего градиента температур
между
широтными зонами,
а м плиту дные и ф азов ые х арактеристики сезонных коле­
баний, Анализируя эти дан­
ные в рамках рассмотрен­
ного подхода, важно отметить,
что вывод о демпфирующей
роли
океанов
[63], выра­
жающейся в уменьшении ам­
плитуды сезонных колебаний,
необходимо
дополнить
вы­
водом об их ■управляющей
роли в формировании фазо­
вых характеристик [259], При
этом формирование фазовых
„
■ „
характеристик
идет,
как
Р и с. 4.6. Н а к о п л е н и е за п а з д ы в а н и я
по
кяж ртгя
с
п и г ы о тспмпенф а зе ( 2 ф) го д о в о го х о д а т е м п е р а т у р ы
нам кажется,
с целью компен
воды в в ы со к и х ш и ротах
А тл ан ти к и
сации уменьшения величины
о тн оси тел ьн о низких,
~
за счет уменьшения ампли­
туд колебаний. Это особенно
наглядно проявляется при сопоставлении данных по Северному
(материковому) и Южному (океаническому) полушариям. Та­
кой вывод подтверждается также и модельными исследованиями,
выполненными в работе [264].
Представляет интерес проведение аналогичных оценок для вод
океана. Однако в этом случае не удается установить прямую
связь энергопереноса в океане с интегрально-фазовыми характе­
ристиками его температур. Сдвиги фаз между годовыми темпера­
турными колебаниями в соседних широтных зонах для Атланти­
ческого океана приведены на рис. 4.6, Учитывая сложность опре­
деления фазы в приэкваториальных зонах, мы приводим фазовые
сдвиги для широт севернее 10° с. ш, и южнее 10° ю. ш. Запазды­
вание по фазе распространяется от экватора на север и на юг,
что отражает большую термическую инертность высоких широт
по отношению к низким, которая в свою очередь может быть
q
132
Таблица 4 .2
О ц ел ^ и а м п л и т у д н ы х и ф а з о в ы х х а р а к т е р и с т и к г о д о в о г о х о д а п р и зе м н о й т е м п е р а т у р ы
То 5 ( Т а ( * ь х:г))
Т ! ( Г , - - Г * ) dt
Т0
1
й.Г„
Ш и рота,
о
ГО. III.
с. Щ.
ю . ш.
с. ш.
Ю. ш .
с. ш.
— 3 ,0
— 4,0
1.0
0 ,3
— 13,9
1 .3
10
1
I
15
I
I
— 8 ,4
ю. ш
у ( Т а ( х ,, х й))
с. ш.
ю. ш.
с. ш .
0 ,9
1,0
— 13
+13
1.2
1 ,7
1,8
+7
+5
+ 2
1
+ i
— 12,1
— 2 9 ,9
1,8
1,8
2 ,5
3 ,0
+ 1
—I
+ 1
— 4 ,5
— 4 6 ,6
2.2
2 ,4
3 .4
4 ,6
—I
+ 1
30
I
+ 2
8 ,3
— 5 1 ,5
2 ,7
3 ,2
3 ,3
6,2
+ 1
+ 1
35
— 2
—7
6,6
— 5 8,1
3 ,2
3 ,9
3 ,2
7 ,6
—3
— 2
40
J
—9
8 ,3
— 7 6 ,7
3 ,7
4 ,9
2,8
9 ,2
0
— 2
45
1
— 13
— 7 3 ,9
3 ,6
4 ,0
2 .4
10,2
20
25
.
4 ,9
— 2 ,5
'
+ 2
— 2
S0
I
+ 2
— 2 6 ,4
3 ,3
2 ,9
2,1
11,5
+5
+ 0 ,5
55
2
— 14
— 1 6,2
— 162,2
3 ,7
3 ,4
2,2
12,0
+4
— 2
60
5
— 11
—5 4 ,2
—2 3 7 ,9
5 ,1
4 ,4
3 .4
1 4 ,2
+4
—1
65
18
+78
— 135,4
— 6 7 ,4
1 1 ,9
4 ,2
6,0
1 6,9
+ 6
+5
1 5,5
70
59
+32
— 186,0
134,4
3 ,4
10,0
16,0
+9
+3
75
32
— 18
— 131,1
— 7 0 ,9
7 ,5
3 ,2
13,0
1 4 ,2
+ 3 ,0
— 1
SO
48
— 35
4 7 ,7
—7 6 ,3
3 .0
2,8
15.0
15,0
+ 4 ,0
—3
■
обусловлена сезонной составляющей океанского меридионального
переноса, обеспечивающей потоки тепла от экватора к полюсам.
Из дальнейшего рассмотрения мы увидим, что наличие такой со­
ставляющей знаменательно именно в Атлантическом океане, от­
личающемся выраженной асимметрией меридиональных потоков.
Как видно из рис. 4,6, сдвиг фаз характеризует процесс распро-
Р и с, 4.7. С р е д и е ш н р о тн ы е ф азовы е разл и чия го дов о го
хо д а т е м п е р а ту р воды и в о з д у х а д л я М и р о в о го ( i ) t
А т л а н т и ч е с к о го
(2 ),
Т и х о го
(3 )
н И н д и й с к о го
(4)
о ке ан о в .
странения годовых термических волн от экватора к полюсам. Ф а­
зовому сдвигу в 10 сут соответствует фазовая скорость 1,2 м/с
[ 88 ].
Можно ожидать также и вклада сезонных процессов во взаи­
модействие между отдельными полушариями и океанами. Нами
рассчитаны в рамках (2.33) сдвиги фаз между сезонным ходом
температуры воды в различных полушариях Атлантического и
Тихого океанов. В годовом ходе температуры воды Южное полу­
шарие Тихого океана опережает Северное на 2,8 сут, а Северное
134
полушарие Атлантики опережает Ю жное на 12,8 сут, которое
в свою очередь опережает Южное полушарие Тихого океана на
18,7 сут. Таким образом, опережение по фазе идет с севера Тихого
океана через Юноши океан к северу Атлантического, Этот факт
мы впоследствии используем в качестве наводящего соображения
при анализе схемы межокеанского обмена теплом.
Обратимся теперь к среднеширотиым оценкам фазовых рас­
согласований годового хода температуры воды и воздуха для Ми­
рового океана и целом и для отдельных океанов.
На рис. 4.7 приведены с.реднеш иротные п среднеполушарные
фазовые сдвиги температур воды и воздуха для Мирового океана
и отдельных океанов. На большей части акватории температура
воздуха в сезонном ходе опережает температуру воды в среднем
иа 11 сут. В этом, как уж е указывалось, одно из главных разли­
чий суши и океанов по отношению к атмосфере [174]. В Мировом
океане по фазовым различиям Северное полушарие превосходит
Южное, хотя в разных океанах это соотношение различно: в Ат­
лантическом среднеполушарная разность фаз годового хода в Се­
верном полушарии больше, чем в Южном, в Тнхом ж е океане —
наоборот. Сравнение оценок для Южного полушария дает, что
по разности фаз Индийский океан располагается между Тихим
п Атлантическим, но ближе к Атлантическому. Широтное распре­
деление разности фаз имеет общие черты для всех океанов, что
наиболее отчетливо проявляется в Южном полушарии. Фазовые
сдвиги увеличиваются к высоким широтам, резко возрастая до
15—25 сут в прпкромочных областях у Антарктиды, где проявля­
ется влияние Антарктического щита на сезонную цикличность и
суперпозиция ПТМ 1 п II родов определяет повышенную эиергоактивкость прпкромочных областей [171]. Повышенные фазовые
разногласия над Тихим океаном, т. е. в «более океанических» ус­
ловиях, отражают особенности взаимодействий в системе океан—
континент, которые проявляются в чистом виде лишь над Тихим
океаном из-за его значительной ширины.
Фазовые сдвиги в приэкваториальных широтах согласно [174]
можно считать завышенными примерно иа 30 %, что связано с тем,
что даж е 10-градусное осреднение оказалось не свободно от влия­
ния полугодовой гармоники (при ширине экваториального пояса
± 6 ° широты) [108]. Тем не менее повышенные фазовые различия
в приэкваториальных широтах позволяют говорить о важной клпматообразующей роли этой зоны,
4.2. Зональный энергетический баланс океана
Зонально осредненные характеристики энергообмена ка гра­
нице океан— атмосфера для Мирового океана и отдельных аква­
торий неоднократно публиковались различными авторами [17, 41,
42, 88, 92, 156, 288, 298, 419, 421], и в этом смысле нет недостатка
в материале для сопоставления. Детальные исследования радиа­
ционного баланса
системы Земля—атмосфера предприняты
135
в [155, 156, 389, 497], где приводится богатый табличный и иллю­
стративный материал, полученный благодаря спутниковым изме­
рениям альбедо и уходящего излучения на верхней границе атмо­
сферы. Наиболее полные исследования радиационного баланса
океанов были предприняты в циклах работ, выполненных под ру­
ководством М. И. Будыко [39, 40, 41, 42] и Н. А. Тимофеева [17,
298]. В табл. 4.3 приводятся среднезональные значения радиаци­
онного баланса Мирового океана по [17, 42] и радиационного ба­
ланса отдельных океанов по [17]. Обращает на себя внимание
тот факт, что в среднем за год радиационный баланс океана
выше, чем суши, что связано с большей поглощательной способ­
ностью океана. В Северном полушарии значения радиационного
баланса в Атлантическом океане выше, чем в Тихом, в Южном
полушарии — наоборот. Среднеокеанские значения для Тихого оке­
ана выше, чем для Атлантики (соответственно 147 и 140 Вт/м2).
Максимальные значения радиационного
баланса
достигаются
в экваториальной зоне (10° ю. ш.— 10° с. ш.). Среднезональные
потоки тепла и испарения также оценивались различными авто­
рами по разным данным и с различной точностью. В работах
[40—42] использовались постоянные коэффициенты обмена, опре­
деленные из условия замыкания «в нуль» теплового баланса всего
Мирового океана. В других работах используются частично за ­
висимые от скорости ветра коэффициенты обмена [12, 202]. Осо­
бенно большие трудности при оценке среднезональных тепловых
потоков возникают из-за различного уровня достоверности дан­
ных в разных районах Мирового океана. Слабая освещенность
данными ряда районов Южной Атлантики и южной части Тихого
Т аб л и ц а 4 ,3
С р е д н е ш и р о т н ы е з н а ч е н и я р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а З е м л и ( В т / м 2),
п о (17, 42]
М и р о в о й о к еа н
Ш и рота
А тлан­
тически й
о к еа н
И ндий­
ский
океан
Т ихий
океан
Суш а
п о [17]
но [42]
С истем а
Зем ля—
атм о­
сф ера
*
7 0 —60° с.
60— 50
50— 40
40— 30
3 0 — 20
20—
10—
0—
10—
10
0
10
20
2 0 — 30
30— 40
40— 50
50—60
136
ю.
36
63
103
141
170
185
185
193
176
162
141
ИЗ
63
178
189
196
197
32
60
89
127
163
179
189
197
190
184
168
139
16В
134
10!
57
101
51
33
62
94
132
166
182
189
[95
184
165
138
10Б
65
32
59
29
42
88
ео
119
149
163
165
77
85
98
170
162
147
124
94
59
105
105
100
9t
82
58
46
—7 2
— 46
— 18
6
25
55
72
70
52
33
12
— 16
-5 1
океана вносит значительную неопределенность в оценки потоков
тепла и влаги па границе океан— атмосфера.
Рассмотрим результаты расчетов интегральных среднегодовых
тепловых потоков в зональном осреднении для Мирового океана
к отдельных океанов. Оценки проводились нами [88] по данным,
осредпенным для 10-градусных квадратов в рамках параметри­
зации (2.75), (2.77). Результаты расчетов приводятся в табл. 4.4.
В первую очередь отметим различное меридиональное распре­
деление сезонного и климатического компонентов потоков тепла,
которое особенно заметно для скрытого тепла. В высоких и низ­
ких широтах климатический компонент в несколько раз превы­
шает сезонный, а в средних широтах они .близки. Сodrao шен ие
(QhH- Q e ) / ( Q / i + Q e )
достигает 0,8— 0,9 в средних широтах и
уменьшается до 0,3— 0,4 в высоких и до 0,1— 0,2 в низких. Таким
образом, потоки тепла в экваториальных областях осуществля­
ются главным образом за счет климатических контрастов. Наи­
больший вклад сезонный компонент потоков вносит в теплоотдачу
с поверхности - Атлантического океана. В целом по Мировому
океану пример но треть суммарной теплоотдачи осуществляется
за счет сезонного компонента потоков.
Мы уже обращали внимание на то, что различия в меридио­
нальном распределении различных компонентов потоков приво­
дит к тому, что отношение м еж ду потоками явного н скрытого
тепла носит более сложный характер, чем соотношение Боуэна,
традиционно определяемое отношением разностей температур и
влажностей приводного слоя. Из табл. 4.4. видно, что наибольшие
расхождения значений Q и Q приходятся на средние широты, где
различия могут достигать 60— 100 %. Это приводит к отклонениям
л»*
на 20—30 % отношения
(Q h + Qh ) / (Q b + Q e ) от классического
_
Лч>
_
Л/
соотношения Боуэна. Как правило, значения (Qjr=rH~ Qjx)/(Q jsH-Qjr)
несколько выше Во.
Сравнение Северного и Южного полушарий показывает, что
как по потокам явного, так и но потокам скрытого тепла для
обоих компонентов (сезонного и климатического) удельные вели­
чины в Северном полушарии выше, чем в Южном. Составляя по
площади 38 % Мирового океана, Северное полушарие ответст­
венно за передачу в атмосферу 51 % явного и 43 % скрытого
тепла, т. е. за 45 % суммарной теплоотдачи.
Климатический компонент в потоках явного тепла в Тихом
океане превосходит потоки в Атлантическом в Северном полуша­
рии, а Атлантический — Тихий в Северном. Климатические потоки
скрытого тепла в Тихом океане выше в низких широтах, что свя­
зано с интенсивным взаимодействием в приантарктических широ­
тах. Сезонный компонент потоков явного тепла в Тихом океане
больше, чем в Атлантическом, преимущественно за счет больших
различий океанов в Южном полушарии. Мы уже говорили о том,
(37
Таблица 4 ,4
С р е д н е з о н а л ь н ы е с о с т а в л я ю щ и е п о т о к о в т е п л а ( В т / м 1) д л я А т л а н т и ч е с к о г о ( А ) , Т и х о г о (Т ), И н д и й с к о г о (И )
и М и р о в о г о (М ) о к е а н о в и с о о т н о ш е н и я м е ж д у н и м и
Q h
Q h
Q e
Ш и рота
70— 60° с.
А
Т
9 ,8
6 ,9
60— 50
1 3,2
50— 40
15,8
40— 30
30—20
И
М
А
8 ,9
-3 2 ,7
12,0
12,0
1 4,8
1 5,2
12,4
17,5
1 5,6
7 /4
9 ,2
5 ,9 6
8 ,4
2 0 — 10
3 ,6
3 ,4
2 ,4
3 ,3
10— 0
2,0
1 ,9
0 ,4
1 ,7
1,1
2 ,4
0 ,3
1 ,7
10— 2 0
1 ,9
3 ,5
3 ,2
20— 30
2,2
5 ,5
2 ,5
3 0 —40
4 ,4
8,1
40—50
4,1
50— 60
Т
И
М
А
Т
И
2 8 ,7
2 9 ,5
18,0
22,1
2 5 ,9
11,2
17,0
2 1 ,9
12,9
1 6 ,2
3 0 ,7
20,0
2 4 ,0
2 6 ,4
19,8
2 2 ,3
6 7 ,!
5 2 ,6
1 6 ,6
2 0 ,4
2 2 ,4
19,1
8 3 ,6
11,5
11.4
11,0
И ,4
8 ,7
11,0
1 1 ,9
10,7
7 ,5
9 ,7
3.L
9 ,7
4 ,0
10,6
8,6
8 ,9
6,2
5 ,4
3 ,1
6 ,4
3 ,5
С еверное п олуш арие
8 ,4
7 ,9
Ю ж ное п о л у ш ар и е
2 ,3
5 ,0
В е сь океан
5 ,7
6 ,4
3 ,7
JO,
1 2,3
М
7,1
0 — 10
2 4,1
:
22,2
5 7 ,4
8 0 ,4
о 2 ,3
8 0 ,3
4 7 ,8
3 4 ,8
4 5 ,3
40,1
2 4 ,8
15,7
20,0
1 7,3
6,1
8 ,3
21,6
13,9
19,3
1 5,7
12,4
11,3
11,6
4 3 ,0
3 4 ,8
4 1 ,3
3 8 ,0
16,5
8,8
13,0
6 4 ,3
6 1 ,3
70,1
6 2 ,8
11,2
1 5,8
16,7
13,5
5 1 ,8
5 5 ,8
56,1
5 6 ,2
5 ,4
9 ,1
12,0
13,3
11,7
33,1
3 5 ,7
4 3 ,1
3 6 ,4
4 .5
8 ,7
1 1,3
10,6
10,4
15,2
2 2 ,5
1 9,8
19,1
1 ,7
7 ,5
19.1
15,0
12,6
15,9
4 9 ,2
3 7 ,3
3 3 ,2
4 0 ,5
5 ,2
4 ,3
9 ,5
12,9
11,4
11,7
3 8 ,9
3 7 ,0
4 0 ,3
3 8 ,4
5 ,6
1 4,4
13,8
11,6
13,5
4 4 ,2
3 7 ,2
39,1
3 9 ,3
QЕ
А
Т
< ? £ + Qe
Qh + Qh
Ш ирота
И
М
А
Т
|
М
А
Т
И
И
|
М
6 1 ,7
17,8
5 4 ,9
4 2 ,4
1 4 ,0
3 7 ,6
86,0
3 0 ,0
7 7 ,0
О
7 3 ,8
2 3 ,8
4 3 ,2
4 2 ,7
2 9 ,2
3 4 ,4
9 9 ,6
3 4 ,9
6 0,1
50— 40
7 5 ,2
3 1 ,4
4 7 ,9
3 7 ,6
2 7 ,6
3 1 ,3
105,8
5 1 ,4
7 1 ,9
О
7 8 ,8
7 6 ,6
7 6 ,8
3 3 8 ,7
3 7 ,3
3 7 ,8
1 4 5 ,9
128,1
134,2
30— 20
87,1
9 0 ,7
7 8 ,5
8 8 ,7
2 4 ,0
2 9 ,5
2 8 ,3
2 7 ,5
3 7 0 ,7
171,0
130,8
1 6 9 ,0
2 0 — 10
105,3
104,5
f2 9 ,0
108,5
15,1
14,8
1 3 ,4
14,7
153,0
139,3
174,3
548,5
112,7
115,0
122,6
116,0
10,6
12,22
130,6
142,5
133,3
70— 60° с.
7
S
1
со
о
10— 0
ю.
12,22
12,3
137,4
135,1
113,5
112,6
129,2
117,0
8,6
12,0
6 ,4
9 ,9
126,5
148,4
132,6
10— 2 0
110,6
1 1 6 ,5
123,8
117,7
11,6
15,8
14,4
14,6
153,6
151,2
165,1
155,6
20—30
8 1 ,8
8 8 ,3
9 6 ,8
8 9 ,3
1 2,7
22,0
1 1 ,3
1 6 ,9
146,1
1 49,5
166,8
152,0
30— 40
7 4 ,5
68,2
7 1 ,4
7 0 ,8
1 5,6
2 3 ,8
2 5 ,3
2 2 ,4
126,2
1 24,0
127,4
126,9
4 0 —50
5 6 ,4
5 8 ,2
5 5 ,6
5 6 ,9
13,1
18,3
1 8,7
17,3
8 9 ,5
9 3 ,9
9 8 ,6
9 3 ,2
5 0 —60
4 5 ,5
5 0 ,0
4 6,1
4 7 ,4
11,8
1 7 ,6
14,1
1 4 ,9
6 0 ,6
7 2 ,4
6 5 ,9
6 6 ,4
С еверное п олуш арие
88,6
8 5 ,9
120,6
9 0,1
2 7 ,4
22,6
3 4,3
2 3 ,3
137,7
123,6
153,8
330,6
Ю ж н о е п о л у ш ар и е
7 9 ,5
8 7 ,4
8 5 ,7
8 5 ,2
1 2,3
17,9
1 5,5
15,9
118,3
12*4,4
1 2 5 ,9
1 23,5
Весь океан
8 4 ,2
86,8
9 1 ,7
8 7 ,3
20,1
20,2
1 5,3
19,1
128,3
124,0
130,7
1 2 6 ,5
0 — 10
в«
в
(<3я+ Q n )i Qe + Qe)
Ш и рота
А
Т
70— 6 0 е с.
0 ,4 0
60—80
0,51
М
А
Т
0 ,5 6
0 ,4 0
0 ,5 3
1,07
0 ,71
0 ,4 0
50— 40
0 ,5 2
0 ,7 4
40—30
0 ,1 8
0 ,3 3
30— 20
0 ,0 9
2 0 — 10
0 ,0 8
10— 0
0 — 10
ш.
И
М
А
Т
0 ,4 0
0 ,5 2
0 ,4 9
0,4,7
0 ,7 3
0 ,5 1
0 ,4 3
0 ,8 4
0 ,6 3
0 ,2 9
0,41
И
0 ,3 4
0 ,3 6
0 ,5 4
И
м
0 ,4 9
0 ,5 7
*
0 ,4 4
0 ,2 7
0 ,3 3
0 ,2 6
0 ,2 9
0 ,2 7
0 ,2 9
0,11
0,11
0,10
0 ,1 9
0 ,2 3
0 ,2 9
0,22
0 ,1 4
0 ,1 7
0,22
0 ,1 6
0 ,2 8
0,10
0 ,0 5
0 ,0 8
0,11
0,11
0 ,0 9
0,11
0,10
0,11
0 ,0 8
0,10
0',08
0,12
0,02
0
-, 10
0 ,0 8
0,10
0,10
0 ,0 9
0 ,0 8
0,10
0 ,0 9
0 ,0 9
0 ,0 5
0 ,3 7
0,02
о,п
0 ,0 7
0 ,0 9
0 ,0 5
0 ,0 7
0 ,0 6
0,10
0 ,0 4
0 ,0 8
10— 20
0 ,0 4
0,10
0 ,0 8
0 ,0 8
0 ,0 9
0,11
0 ,0 9
0,10
0 ,0 8
0,10
0 ,0 9
0 ,0 9
20—30
0 ,0 3
0 ,0 9
0 ,0 4
0 ,0 6
0 ,1 3
. 0 ,1 9
0 ,0 9
0 ,1 5
0 ,0 9
0 ,1 5
0 ,0 7
0,11
30— 40
0 ,0 8
0 ,1 5
0 ,1 5
0 ,1 6
0 ,1 5
0 ,2 3
0 ,2 3
0 ,1 9
0,12
0 ,1 9
0,20
0 ,1 8
40—50
0,12
0 ,1 7
0 ,1 6
0 ,1 5
0 ,1 6
0,21
0 ,2 4
0,21
0 ,1 5
0 ,1 9
0,21
0 ,1 8
50— 60
0,20
0 ,2 8
0 ,1 8
0 ,2 4
0 ,1 9
0 ,2 3
0 ,2 3
0,22
0 ,1 9
0 ,2 4
0,21
0,22
С е в е р н о е п о л у ш ар и е
0 ,1 7
0,21
0 ,0 5
0 ,1 9
0,22
0,17
0,10
0 ,1 8
0,20
0,10
0 ,0 9
0 ,1 8
Ю ж н о е п о л у ш ар и е
0 ,3 7
0 ,1 4
0
,Ш
0,11
0,12
0 ,1 5
0 ,1 3
0 ,1 4
0,10
0 ,1 4
0,12
0 ,1 3
В е сь океан
0 ,1 3
0 ,1 7
0,10
0 ,1 4
0 ,1 7
0 ,1 6
0 ,1 3
0,15
0 ,1 6
0 ,1 6
0,12
0 ,1 5
0 £) / ( с я + Q g )
(Qh
Ш прота
А
Т
70—60° с.
0,36
60—50
И
М
А
0,77
0,37
128,4
0,38
0,56
0,44
142,4
50—40
0,48
0,79
0,61
143,5
40—30
0,76
0,73
0,74
!84,7
30—20
0,88
0,90
0,58
0,82
194,7
20—10
0,44
D.33
0,34
0,36
168,1
10—0
0,22
0,14
0,15
0,15
148,1
0,19
0,13
0,15
0,14
143,7
0— 10 ю.
10—20
0,37
0,30
0,33
0,32
165,2
201—30
0,72
0,64
0,69
0,65
158,9
30—40
0,65
0,76
0,73
0,77
141,9
40—50
0,57
0,60
0,57
0,50
102,6
50—60
0,34
0,47
0,4!
0,41
72,4
Северное полушарие
0,53
0,45
0,26
0,45
165,1
Южное полушарие
0,47
0,42
0,46
0,44
130,7
Весь океан
0,51
0,43
0,41
0,45
148.4
< * -Q )S • Ю-14 Вт
Q
Т
м
А
4 4 ,0
114,8
—3,12
— 0 ,0 8
— 3 ,2 1
6 4 ,2
94,5
— 2 ,8 9
—0 ,2 3
— 3 ,1 3
—2,11
0 ,8 5
— 1 ,26
172,1
— 3 ,0 8
— 4 ,5 3
—7,61
т
и
7 9 ,0
103,2
165,4
И
И
200,6
159,1
196,5
— 2 ,2 7
—5 ,5 8
0 ,2 3
— 7 ,5 2
154,1
187,7
163,2
1 ,38
4,66
0 ,0 4
6 ,0 7
143 ,6
164,7
154 ,6
2 ,4 5
9 ,5 6
2 ,5 0
14,51
138,1
154,8
142,6
3 ,0 6
10,97
3 ,6 3
17,65
167,1
179,6
170,3
0 ,6 5
2 ,7 9
— 0 ,8 9
— 1,20
1 , 12 *
4 ,5 6
171,4
578,1
159,0
0 ,1 9
— 0 .5 5
147 ,8
152,7
149 ,3
— 0 ,5 1
— 1 ,8 0
—1,46
—3,76
112,0
108,3
110,3
0 ,7 4
— 1 ,27
— 0 ,7 6
— 1 ,29
90,1
8 0 ,0
8 1 ,4
— 0 ,5 5
—3,19
— 2 ,8 2
— 6 ,5 5
146,2
168,1
154,0
—9,64
4,65
2 ,7 7
— 2 ,9 2
142,3
141,5
139,5
3 ,5 8
6 ,9 5
— 1 ,1 8
9 ,3 5
144,2
146,0
145,6
—6,06
11,60
1 ,5 9
7 ,1 3
что зн а ч и т ел ь н а я ш и р и н а Т и х о г о о к е а н а п о зв о л я е т з д е с ь а к т и в н о
ср а б а т ы в а т ь П Т М II р о д а . Т а к и м о б р а з о м , в л а г а , п о д н я т а я н а д
Т и х и м о к е а н о м , р е а л и з у е т с я зд е с ь ж е , н а д ним , в т о в р ем я к а к
р е а л и з а ц и я в л а ги с А т л а н т и ч ес к о го о к е а н а п р о и с х о д и т н а д к о н ­
т и н е н т а м и . Э т о п р и в о д и т к т о м у , ч то с е зо н н ы й к о м п о н ен т п о т о к а
ск р ы т о го т е п л а , как и в есь и н тегр а л ь н ы й п о то к ск р ы т о го т е п л а ,
в ы ш е н а д А тл а н ти ч еск и м о к е а н о м , ч ем н а д Т и х и м . В ц е л о м А т ­
л а н т и ч ес к и й о к е а н п о ср а в н ен и ю с Т и х и м х а р а к т е р и зу е т с я б о л е е
си л ь н ы м и у д е л ь н ы м и п о т о к а м и в а т м о с ф е р у , ч то е щ е р а з п о д ­
т в е р ж д а е т т о , что Т и хи й о к е а н ф о р м и р у е т т е п л о в о й п о т е н ц и а л
си с т е м ы о к е а н — а т м о с ф е р а , а А т л а н т и ч ес к и й и гр а ет р оль в н у т р е н ­
н ег о м о р я -и сп а р и т е л я , б а с с е й н а « к о н ц ен т р а ц и и св о й с т в » . В И н ­
д и й с к о м о к е а н е с л е д у е т от м ети т ь м а к си м а л ь н ы е и сп а р ен и я в с е ­
в ер н о й ч асти , а т а к ж е са м ы е н и зк и е п ото к и я в н о го т е п л а .
О с о б о с л е д у е т с к а з а т ь о С ев ер н о й А т л а н т и к е , х а р а к т е р и з у ю ­
щ е й с я м ак си м а л ь н ы м и п о т о к а м и . З а н и м а я п л о щ а д ь в се го 11 %
М и р о в о г о о к е а н а , о н а о б е с п е ч и в а е т 2 1 % п о то к о в я в н ого т е п л а ,
15,5 % п оток ов ск р ы того т е п л а и 17 % с у м м а р н о й т е п л о о т д а ч и .
В с е э т о п о зв о л я е т гов ор и ть о С ев ер н о й А т л а н т и к е к а к о г л о б а л ь ­
н ой эн ер го ак тивн ой о б л а с т и М и р о в о г о о к е а н а .
С р а в н ен и я н а ш и х о ц е н о к с р е зу л ь т а т а м и д р у г и х а в т о р о в д а ю т
в ц ел о м у д о в л е т в о р и т ел ь н ы е р е зу л ь т а т ы . Н а ш и зн а ч е н и я п о т о ­
ков яв н ого т е п л а п р ев ы ш аю т н а 2 0 — 3 0 % с р е д н е ш и р о т и ы е о ц ен к и
Б у д ы к о [42]. В п о т о к а х ск р ы того т е п л а о т к л о н ен и я о т {42] н о с я т
б о л е е сл уч ай н ы й х а р а к т е р , х о т я с р е д н е е зн а ч е н и е по о к е а н у т а к ж е
в ы ш е п р и м е р н о на 1 0 % . С р а в н е н и е с р е зу л ь т а т а м и Т и м о ф е е в а
[17] п о к а зы в а ет , что н аш и о ц ен к и с у м м а р н о й т е п л о о т д а ч и п р е в ы ­
ш а ю т п о л у ч ен н ы е им д л я А т л а н т и ч е с к о г о о к е а н а н а 10-—- 1 5 % ,
о с т а в а я с ь п р и м е р н о н а том ж е у р о в н е д л я Т и х о г о о к е а н а , з а
и ск л ю ч ен и ем са м о й се в ер н о й его ч аст и . К р о м е т о г о , в |1 7 ] с у м ­
м а р н ы е п оток и в Т и хом о к е а н е в ы ш е, чем в А т л а н т и ч ес к о м .
И с п о л ь зу я д а н н ы е [17] о зн а ч е н и я х р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а ,
н а м у д а л о с ь р а ссч и т а т ь т еп л о в о й б а л а н с п о в ер х н о ст и о к е а н о в
в зо н а л ь н о м о с р е д н е н и и , Р е зу л ь т а т ы т а к ж е п р и в о д я т с я в т а б л . 4 .4 ,
О ц енки в ц ел о м с о в п а д а ю т с [17, 4 0 , 42], х о т я о т м е ч а ю т с я б о л е е
зн а ч и т ел ь н ы е д еф и ц и т ы в С ев ер н о й
А т л а н т и к е,
состав л я ю щ и е
в с у м м е о к о л о 101Е В т. Я в л я я сь н а и б о л е е и н тен си в н ы м п остав*
щ иком т еп л а в а т м о с ф е р у , с е в е р н а я ч асть А т л а н т и ч ес к о г о о к е а н а
о т д а е т т е п л а н а м н о г о б о л ь ш е, чем п о л у ч а е т з а сч е т р а д и а ц и и .
А н о м а л ь н а я эн е р г о а к т и в и о ст ь С ев ер н о й А т л а н т и к и п о д т в е р ж д а ­
ет ся а н о м а л и я м и т ем п ер а т у р ы е е п о в е р х н о с т и , д о с т и г а ю щ и м и по
о ц ен к а м [104] 5 — 8 ° С {р и с. 4 .8 ) . З а м е т и м , что э т а а н о м а л и я
б ы л а и зв е ст н а о к е а н о л о г а м д а в н о . В д а л ь н е й ш е м при а н а л и з е
м ер и д и о н а л ь н ы х п оток ов нам п р е д с т о и т вы я сн и ть е с г е н ези с .
Р а с ч е т т еп л о в о г о б а л а н с а в ел ся н а м и д о 60° ю . ш ., и п о э т о м у
о ц ен к и д л я Ю ж н о г о п о л у ш а р и я н ес к о л ь к о за в ы ш е н ы . Д л я с о п о ­
ст а в л е н и я д о п о л н и м их п р и б л и зи т ел ь н ы м и о ц ен к а м и т е п л о в о г о
б а л а н с а в ггри ан тар к ти ческ н х гш грогах. В р е зу л ь т а т е п о л у ч и м , что
т еп л о в о й б а л а н с А т л а н т и ч ес к о г о о к е а н а о т р и ц а т е л е н , и д е ф и ц и т
с о с т а в л я е т п р и м е р н о — 9,8 * 1014 В т (с у ч ет о м п о т о к а в А р к т и ч е ­
ский б а с с е й н ) ; т еп л о в ы е б а л а н с ы Т и х о г о и И н д и й с к о г о о к е а н о в
полож ительны
и
р а в н ы с о о т в е т с т в е н н о 9 ,5 - 10й и 0 ,8 * 10 14 В т .
Н е в я з к а с о с т а в л я е т о к о л о 5 %. В о в с е м М и р о в о м о к е а н е т е п л о в о й
б а л а н с о т р и ц а т е л е н в С ев ер н о м
полуш арии ( - 3 , 3 1011В т ) и п о ­
л о ж и тел ен в Ю ж ном
( 3 ,7 - 1 0 й В т ). Н есм отр я на больш ую при­
б л и ж е н н о с т ь о ц ен о к , он и к а ч е с т в е н н о п о д т в е р ж д а ю т н е о б х о д и ­
м ость п о т о к а т е п л а н з Ю ж ­
н ого п о л у ш а р и я в С е в е р н о е
н нз Т и хого о к еан а в А т­
л а н т и ч еск и й .
С е з о н н ы е и зм е н е н и я з о ­
нально о ср ед н ен н ы х х а р а к ­
теристик эи ер г о о б м ен а
на
границе
ок еан — атм осф ера
сви детельствую т
о
зн а­
ч и тел ь н ой
м еридиональной
эв о л ю ц и и г о д о в о г о х о д а по­
токов
теп ла
и радиации.
Н а р ис, 4 .8 п р и в е д е н а с е ­
зо н н а я э в о л ю ц и я т е п л о в о г о
ба л а н са п овер хн ости С ев ер ­
н ой А т л а н т и к и п о р а с ч е т а м
Л а м б а и Б а н к е р а [459]. Я в ­
л я я сь , к а к б ы л о п о к а з а н о
вы ш е, г л о б а л ь н о й э н е р г о а к ­
ти в н ой
ак ватори ей , сев ер ­
ная
ч асть А т л а н т и ч е с к о г о
океана и м еет п ол ож и тел ь ­
ный
теп ловой
баланс
в
Р и с . 4.8. С езон н ы й ход теп л о в о го б а ­
м а е— августе, к огда R — Q h —
л а н с а (В т /м 2) С еверн ой А тл ан ти к и , по
[459].
Q e м о г у т д о с т и г а т ь 1 00—
125
В т /м а.
В
остальн ы е
м еся ц ы г о д а о т м е ч а е т с я п р е в ы ш ен и е т е п л о о т д а ч и з а сч ет я в н о го
и с к р ы т о го т е п л а н а д р а д и а ц и о н н ы м п о с т у п л е н и е м э н е р г и и . М а к ­
си м ал ьн ы е
отри ц ательн ы е
зн а ч ен и я
(2 0 0 — 2 7 5 В т /м 2) д о с т и ­
г а ю т ся s д е к а б р е — я н в а р е
в ср ед н и х ш иротах. К ач ествен н о
бли зк ая картина н а б л ю д а ется и в др уги х о к еан ах , а т а к ж е в М и­
р о в о м о к е а н е в ц е л о м . Т ем н е м е н е е к о л и ч е с т в е н н ы е зн а ч е н и я р а з ­
л и ч а ю т ся си л ь н о. В с е в е р н о й ч а ст и Т и х о г о о к е а н а о т м е ч а ю т с я
си л ь н ы е л е т н и е м а к с и м у м ы т е п л о в о г о б а л а н с а в с у б т р о п и ч е с к и х
ш ир отах, об есп еч и в а ю щ и е в ср ед н ем за го д н ебол ьш ой п о л о ж и ­
тел ь н ы й т еп л о в о й б а л а н с эт о й а к в а т о р и и . М а к с и м а л ь н ы е р а з л и ­
чия у д е л ь н о г о т е п л о в о г о б а л а н с а С е в е р н о й А т л а н т и к и и С ев ер н о й
П а с и ф и к и о т м е ч а ю т с я в л е т н и е м еся ц ы . К а н а л и з у с е з о н н о г о х о д а
х а р а к т е р и с т и к э н е р г о о б м е н а м ы в е р н е м с я п р и р а с с м о т р е н и и п рос т р а и с т в е н и о й к ар ти н ы в г л а в е 5.
Д л я п о л н о й к ар т и н ы в з а и м о д е й с т в и й в с и с т е м е о к е а н — а т м о ­
сф ер а в зон ал ь н ом у ср ед н ен и и ц ел ес о о б р а зн о кратко р ассм отр еть
]4Л
Рис, 4,9. С езо н н ы е и зм ен ен и я с р е д н езон а л ы ш х п о т о ­
ков им п ул ьса (Н /м 5) д л я М и р о в о го { а ), А тл ан ти ч е ­
с ко го (6) и Т и хого (в ) океан ов.
в заи м о дей ств и е
м еж ду
ди н ам и ческ и м и полям и атм осф еры
и
о к е а н а з а сч е т к а с а т е л ь н ы х и н о р м а л ь н ы х н а п р я ж е н и й .. П о с л е д ­
н и е, р а с с м о т р е н н ы е в р а з д е л е 3 .4 , о т р а ж а ю т по- с у щ е с т в у т е р м о ­
м е х а н и ч е с к о е в з а и м о д е й с т в и е . Н а р и с . 4 .9 п р е д с т а в л е н ы с е з о н н ы е
и зм е н е н и я п о т о к а и м п у л ь с а и з а т м о с ф е р ы в о к е а н з а сч е т к а с а ­
тел ь н ы х н а п р я ж е н и й п о д а н н ы м р а с ч е т о в [1 4 ] д л я М и р о в о г о о к е ­
а н а в ц е л о м и о т д е л ь н ы х о к е а н о в . М а к с и м а л ь н ы е зн а ч е н и я Q v
о т м е ч а ю т с я в з и м н и е м ес я ц ы — в я н в а р е — ф е в р а л е д л я С ев ер н о г о
п о л у ш а р и я и и ю л е— а в г у с т е д л я Ю ж н о г о , п р и ч ем эти м а к си м у м ы
л о к а л и з о в а н ы на ш и р о т а х 4 0 — 5 0 °. С е в е р н о е п о л у ш а р и е Т и х о г о
о к е а н а х а р а к т е р и з у е т с я б о л е е в ы со к и м и з н а ч е н и я м и Q v п о о р а в Дж/{м*еод)
Рис. 4.10, М е р и д и о н а л ьн о е р а с п р е д е л ен и е с р е д н е э о и а л ь н ш п отоков м е х а ­
нической ан ерги и от а тм о с ф ер ы к о к е а н у (а ) н от о к е а н а к а тм о с ф ер е (б ).
I — с е и с р и а я ч а с т ь И н д и й ск о го о к е а н а ; £ — с е в е р н а я чи сть Т и х о го о к е а н а ; З — сеисрм ая ч а с т ь А т л а н т и ч е с к о го о к е а н а : 4 — ю ж н а я ч а с т ь Т и хого о к е а н а ,
н ен и ю с А т л а н т и к о й (с о о т в е т с т в е н н о 0 ,2 0 и 0 ,1 7 Н /м 2) . В Ю ж н о м
п о л у ш а р и и н а б л ю д а е т с я о б р а т н а я к а р т и н а . Г о д о в о й х о д Qv в А т ­
л а н т и ч е с к о м о к е а н е о п е р е ж а е т п о ф а з е з н а ч е н и я д л я Т и х о г о о к е­
ана" в с р е д н е м н а 8 сут .
В о з в р а щ а я с ь к ф о р м у л е ( 3 .6 3 ) , с о д е р ж а щ е й и н т егр а л 5 ( / V l ) ,
р ассм отр и м зон ал ь н о о ср ед и ен н о е в за и м о д ей ст в и е в си стем е у р о ­
в ен ь о к е а н а — а т м о с ф е р н о е д а в л е н и е з а сч ет н о р м а л ь н ы х н а п р я ­
ж е н и й . Г о в о р я о в з а и м о д е й с т в и и , а н е в о з д е й с т в и и , мы и м ее м
в в и д у , ч то в за в и с и м о с т и о т з н а к а и н т е г р а л а 5 ( Р аг]) п о то к э н е р ­
гии (3 .6 3 ) м о ж е т бы ть н а п р а в л е н о т п о в е р х н о с т и о к е а н а к а т м о ­
сф ер е и н аобор от — от атм осф еры к ок еан у.
Я сн о,
ч то
зн а к
а с л е д о в а т е л ь н о , и п о т о к а QM з а в и с и т от ф а зы м е ж д у
годовы м и гар м он и к ам и дав л ен и я и ур овн я. В дал ь н ей ш ем б у д ем
сч и т а т ь , ч то п о л о ж и т е л ь н о е з н а ч е н и е $ { Р о Ч ) (о п е р е ж е н и е в г о д о ­
вом х о д е в о л и о й у р о в н я в ол н ы д а в л е н и я ) с о о т в е т с т в у е т п о т о к у
эн е р г и и и з о к е а н а в а т м о с ф е р у . З н а ч е н и я и н т е г р а л а ( 3 .6 3 ) , р а с ­
с ч и т а н н ы е д л я 1 0 -г р а д у с и ы х ш и р о т н ы х з о н о к е а н о в [260], п р е д ­
с т а в л е н ы в т а б л . 4 .5 и н а р и с . 4 ,1 0 . Р а й о н ы с о т р и ц а т е л ь н ы м и
зн ач ен и ям и
Qm
обусл овлен ы
м уссон н ы м и
в заи м од ей ств и я м и
Ю Здкап № 15
145
Таблица 4.5
С редние зон альн ы е характери сти ки потоков м еханической эн ергии
в си стем е о к еан — а тм о с ф ер а за год овой п ер и о д
О т атм осф еры к о к еан у
У дель­
ны й п о ­
топ,
Д ж /м 9
Ш и рота
П ло­
щ адь,
Ю5а м э
И н теграль­
ны й п о т о к ,
Ю 12 Д ж
О т океана к атм осф ере
У дель­
ны й п о ­
ток,
Д ж /м 2
П ло­
щ адь,
Ю 1а
И н теграль­
ный н и т о к ,
101й Д ж
Т и х и й о к еа н
60— 50* с.
5(1— 40
40— 30
3 0 —20
2 0 — 10
10— 0
0— 10°
10— 20
ю.
2 0 —30
30— 10
40— 54
5 0 — 60
0— 60° с.
0— 60° jo.
103,7
3 3 ,0
24,&
10,8
1 0,4
5 ,9
4 ,2
7 ,4
4 ,9
4 ,6
6 ,7
21,8
5 ,3
7 ,6
7 ,1
2 ,9
— 7 ,3
— 9 2 ,9
— 4 5 9 ,2
— 6 6 0 ,2
— 1 6 6 ,4
— 5 6 ,9
— 3 6 ,0
— 1 3 0 ,0
— 1 4 5 ,3
— 7 3 ,5
— 5 1 ,9
— 1 5 ,3
— 5 3 ,4
— 9 ,5
2 7 ,0
4 7 ,5
- 7 ,3
— 4 5 2 ,0
4 ,8
5 ,8
7 ,8
4 ,8
1 ,9
3 ,4
2 ,7
2 ,5
2 0 6 ,8
175,1
1 5 2 ,3
5! ,4
6 0 ,3
4 6 ,3
2 0 ,4
14,1
1 6 ,7
12,4
1 6,7
—8 , 1
— 5 2 ,2
— 140,1
— 9 7,1
— 2 6 ,0
— 7 ,3
— 3 ,6
— 1 1 ,5
— 1 6 ,9
— 9 ,7
— 7 ,3
— 5 ,3
3 1 ,8
1 5 ,3
6 9 2 ,2
8 0 ,4
2,0
5 ,3
6,1
0 ,9
1,8
3 .3
6,8
6 ,4
7 ,8
10,0
1 1 ,3
8,6
С еверная А тлан ти ка
65— 60° с.
60— 55
5 5 —50
5 0 —45
45— 40
40— 35
35— 30
3 0 — 25
25— 20
2 0 — 15
15— 10
1 0 -5
7 6 ,3
5 1 ,0
3 9 ,0
3 7 ,0
2 9 ,0
2 3 ,0
1 9,0
5 - 6 5 ° с.
2 ,3
138,1
116,0
2,2
86,2
2 ,5
2 .5
— 7 ,3
— 12,0
— 2 4 ,0
— 3 3 ,0
— 3 0 ,5
— 13,1
— 2,1
— 4 ,7
— 9 ,6
0.2
0 ,3
— 1 ,5
—8 , 0
— 1 7 ,3
— 5 0 ,5
— 4 9 ,0
— 1 4 ,7
— 1,2
— 5 ,5
— 2 ,9
— 1 9 ,0
7 ,9
— 150,6
0,2
1,8
4 ,7
7 ,4
3 ,4
3 ,1
3 ,5
2, 1
2,8
2,1
9 0 ,7
71 Л
6 0 ,7
3 8 ,8
2 5 ,8
1 4 ,4
2 5 ,6
7 ,0
5 ,8
2 3 ,6
2 8 ,7
6 8 0 ,2
12,0
2,6
2,0
2,2
0 ,7
0 ,7
1 ,5
1,6
1,1
0,6
1,2
С еверная ч а с ть И н ди й ского о кеан а
3 0 —25° с.
2 5 —20
20— 15
15— 10
10— 5
5 -0
200,0
0 ,4
8 3 ,0
0,8
8 0 ,0
6,0
66,0
68,0
0 ,7
0 ,5
4 5 ,0
3 2 ,0
1 4,3
0 ,5
0 —30° с.
8 1 ,0
2 ,9
7 ,1
— 1 8 0 ,0
— 101,0
—5 9 ,0
— 2 7 ,0
- 1 1 ,3
2,1
2,6
2,8
— 3 7 ,8
— 1 2 8 ,3
— 122,1
— 7 0 ,0
— 3 1 ,8
2 26,1
— 4 4 ,0
8 ,9
— 3 9 0 ,0
1,3
океанов и континентов, когда годовой ход атмосферного давления
и динамического компонента уровня определяется функционирова­
нием ПТМ II рода. Зоны с положительными значениями Qw фор­
мируются под совместным воздействием процессов, связанных
с меридиональной циркуляцией, и муссонных процессов. Это про­
является в том, что хотя атмосферное давление определяется
главЕш м
образом перераспределением воздушных м а с с между
океанами и континентами, уровень в значительной степени зави­
сит or зональных ветров и сезонных изменений радиации. Эти
факторы обусловливают сезонные колебания энтальпии, а сле­
довательно,
и стеритеского компонента уровня. Интенсивность
положительных потоков локально возрастает иа широте действия
пассатов и далее возрастает с широтой по мере того, как стерпческая с о с т а в л я ю щ а я уровня в северных широтах в с е более опе­
режает фазу годовых колебаний атмосферного давления.
4.3. Меридиональный обмен теплом
в океане и атмосфере
Меридиональная дифференциация тепловых потоков между ат­
мосферой и океаном приводит к необходимости детального рас­
смотрения потоков тепла в атмосфере и в океане в меридиональ­
ной плоскости, т. е. к необходимости анализа схемы функциони­
рования ПТМ. I рода.
Главной причиной меридиональной циркуляции являются тер­
мические противоречия между „полюсами и экватором. Как уже
указывалось, с позиций энергетического баланса климатической
системы стационарный энергетический режим атмосферы и ги­
дросферы в условиях этих противоречий не может существовать
без меридионального переноса энергии, что приводит к возникно­
вению конвективных ячеек в океане и в атмосфере в меридио­
нальной плоскости.
П оследнее
двадцатилетие
было ознаменовано появлением
большого количества работ по данному вопросу. Многие нз них
полностью или частично имели обзорный характер и в них были
сделаны попытки сравнить и увязать между собой разнородные
оценки различных авторов. Методология оценок меридиональных
потоков восходит к обработке специализированных наблюдений
на зональных разрезах (главным образом в океане), модельным
экспериментам (как иа малопараметрических, так н глобальных
моделях), целенаправленной обработке данных глобальных кли­
матических обобщений,
В первую очередь обратимся к оценкам меридиональных по­
токов тепла и пресной воды в океане, полученным непосредст­
венно из обработки данных зональных разрезов. Все
работы
в этом направлении связаны с проблемой достоверного определе­
ния скоростей течений
(в первую очередь геострофических),
а следовательно, авторы сталкиваются с необходимостью разре­
шения неопределенности расчетов скоростей по полю плоскости.
Видимо, первые такие оценки были получены Янгом [440], кото­
147
рый
рассмотрел
два
гидрологических разреза на 27° с. ш.
в Атлантике. Им использовалась гипотеза о нулевом суммарном
переносе через разрез для выбора нулевой поверхности. Несмотря
на неопределенности самой этой гипотезы и ограниченность дан­
ных, в [440] получено разумное значение переноса тепла к се­
веру — 1,2- 1015 Вт. Следующим шагом в этом направлении была
работа Брайена (355], выполнившего впоследствии ряд важных
оценок меридиональных потоков на численных моделях. В [355]
также использована идея нулевого интегрального геострофпческого переноса по вертикали и уже учтены баротропные состав­
ляющие течений. Помимо данных гидрологии здесь использованы
напряжения ветра над океаном. Величины, полученные в [355]т
составляют 0,7- !015 Вт на 36° с. ш. и почти нуль на 40° с. ш.
в Атлантике. Условие сохранения массы воды, протекающей че­
рез разрез, использовалось и в работе [361].
В перечисленных и ряде других работ определение меридио­
нального потока было основано на интегрировании по плоскости
зонального разреза { г — глубина, х — долгота) произведения по­
тенциальной температуры воды 0 на скорость течения о:
/VI = j j
a C p d v
d z
(4.6)
d x ,
x г
где p — плотность; C v — удельная теплоемкость при постоянном
давлении. В работе Холла и Брайдена [414] оценка на 25° с. ш.
в Атлантике была получена уж е в виде трех составляющих:
1) переноса тепла Гольфстримом через Флоридский пролив;
2) экм айовского переноса; 3) геостроф ическ or о переноса: Тогда
уравнение (4,6) принимает вид
М
= j j
X
p C p d v F s
J pCp0t>EKd
d z d x ~ \ - \
2 f
X
z
d x
-(- j j" ( > C p i ) v a
Z
X
d z
(4.7)
d x ,
Z
.
где интегралы соответствуют указанным компонентам. Расход
Флоридского течения (лгЗО Св) брался из [354], а экмановский
перенос рассчитывался по данным Литмаа и Банкера [463]. Ско­
рости и температуры представлялись иа каждой вертикали в виде
суммы средних
лось, что
v,
9 и отклонений от них
0,
0,
z
Тогда интегралы из (4,7) распадаются на два:
v ' d z
=
л{j z
g C p O v
j &
' d z
=
j j &
2
г
d z
d x
0/ , причем полага-
v ' ,
v ' d z
=
0,
лг
х
= j j рСрВи d
x
z
z
d x
-)- j |
x
p C p O
v
d z d x .
(4.8)
г
Последний член правой части отвечает бароклиниой части пере­
носа, а первый рассчитывается из баланса интегрального расхода
через разрез в предположении независимости 0 от х . Результаты
дали интегральный поток тепла на север через 25° с. ш. в Атлан­
тике 1,22- 1015 Вт, причем 1,23* 1015 Вт приходилось на баротроп148
ную составляющую, 0,42- 10,s В т — на ветровую и - 0 , 4 3 - 10|Ь Вт—
на бароклинную. Впоследствии два факта: главенствующая роль
баротропного переноса и бароклинный перенос на юг, будут очень
важны. Оцененный в [414] поток солн равен нулю » пределах
погрешностей метода. Интересные оценки, исходя из прямых наб­
людений, выполнил для Южного полушария Беннет [342]. Полу­
ченные нм результаты в Южной Атлантике свидетельствуют о се­
верном направлении переноса тепла.
Погрешности, которые свойственны перечисленным оценкам,
восходят главным образом к неполному учету переноса свойств
вихревыми образованиями, к сезонным флюктуациям баротпоч­
ного компонента и к допущениям, налагаемым на алгоритм, гру­
бостью исходных данных. Тем не менее, например, авторы [414]
считают, что погрешность не превышает 0,3 - Ю15 Вт. В этом
смысле надо отметить работу [511], где предлагается методоло­
гия оценки точности баротропного компонента переноса. Оценки
выполнялись для разреза на 32® с. ш. в Атлантике и дали инте­
гральный меридиональный поток на север (1,38±0,19) - L015 Вт.
Важным достоинством [511] является, видимо, единственная на
настоящий момент оценка годового хода меридиональных потоков
на зональном разрезе. Двойные амплитуды годового хода соста­
вили 0 ,4 -1 015 Вт. Результаты оценок Раго н Россби [511] приво­
дятся в табл. 4,6, 4.7. По их оценкам интегральный перенос опре­
деляется в основном бароклиинымн потоками, причем сосредото­
ченными в струе Гольфстрима, Если сопоставить эти
оценки
с результатами Холла и Брайдева, то надо констатировать, что
между 25 и 32° с, ш., т. е. еще до отрыва Гольфстрима от берега,
происходит существенная перестройка всей крупномасштабной
циркуляции Северной Атлантики.
Интересная оценка потока тепла и соли на 32° ю. ш. в Ин­
дийском океане проведена в [555], что дает возможность иссле­
довать взаимодействие между Южным и Индийским океаном.
Авторами получено значение 0,6- 10ts Вт, причем, как и в [5.11],
оно представляет разницу направленного на юг переноса течением
Мыса Игольного и северного переноса в открытой части океана.
Поток соли по [555] оказался близок к нулю. К близким резуль­
татам пришел Фу [400], получивший направленные на юг потоки
на 18° ю. ш. (0,25- 10*я Вт) и на 32° га. ш. (0,69- 1015 Вт) в Ин­
дийском океане, причем баротропный компонент переноса был
главным.
Одной из важнейших проблем прямых оценок меридиональ­
ных переносов, что относится также и к опенке экманоэских по­
токов на сетке, является неопределенность, связанная с точкой
отсчета температуры. Способ избежать этой неопределенности
состоит во введении в рассмотрение разности двух каких-либо тем­
ператур, -Переход к горизонтальным
градиентам температуры
в (4.6) приводит к другой неопределенности — необходимости по­
становки граничных условий. Другая возможность — это введение
аномалии температуры от средней потенциальной для какой-либо
И9
Таблица 4.6
О ц ен ка гйдового х о д а м ери дион альн ы х потоков т еп л а (Ю 15 В т) н а 32° с, ш. в С еверной А тлан тике, по [511 j
(В т — баротроп иы й, Вс — бароклинны й, Е к — экм ановскнй, 2 — сум м арны й переносы )
О бласть Г ольф стри м а
О т к р ы т ы й океан
Р е ц и р к у л я ц и я Г о л ь ф с тр и м а
М есяц
Я н в ар ь
М ар т
М ай
Мюль
С ен тяб рь
Н о яб р ь
Вт
Вс
2
Вт
Вс
Ек
2
Вт
Вс
Ек
2
2 ,3 6
3 ,41
2 ,1 6
2 ,4 6
2 ,3 2
2 ,2 4
2 ,4 3
3 ,0 2
3 ,1 6
3 ,3 0
2,81
2 ,7 8
4 ,9 7
6 ,4 3
5 ,3 2
5 ,7 6
5 ,1 3
5 ,0 2
—0 ,1 6
— 0 ,1 8
—0,21
—0 ,2 2
—0 ,2 0
— 0 ,1 7
— 0 ,5 3
— 0 ,5 8
— 0 ,5 3
- 0 ,4 1
—0 ,3 9
—0 ,4 4
— 0 ,0 9
— 0 ,0 9
—0 ,01
—0 . 0 2
—0 ,7 8
— 0 ,8 5
— 0 ,7 5
—0 , 6 8
— 0 ,5 7
- 0 ,6 4
— 1 ,16
— 2 ,3 8
—1 ,1 6
— 1 ,56
— 1,48
— 1,32
— 1 ,03
— 1 ,03
— 1,03
— 1,03
— 1 ,03
— 1,03
— 0 ,3 3
— 0 ,3 5
— 2 ,5 2
— 3 ,7 6
— 2 ,1 7
— 2 ,4 9
— 2 ,4 4
- 2 ,4 9
0,02
— 0 ,0 3
0,02
0,10
0 ,0 7
0 ,0 6
Т аб ли ц а 4.7
И н тегральны е средн егодовы е оценки м ери дион альн ы х переносов (1 0 ls В т)
н а 32° с. ш, в С еверной А тлан тике, ло [511] (об о зн ач ен и я см. в таб л . 4.6)
С кл он овы е воды
Г ольф стрим
Р е ц и р к у л я ц и я Г ол ьф стри м а
О ткры ты й океан
И н тегр ал ьн ы й перекос
Вт
Вс
Ек
— 0 ,7 7
0 ,0 3
—.
2 ,4 9
2 ,9 2 + 0 ,1 2
—
- 0 ,1 9
— 0 ,4 9 + 0 ,.1 0
— 0 ,0 4
— 0 ,51
— 1 ,0 3 + 0 ,0 6
— 0 ,0 7
■
— 2,61
0 ,0 2 + 0 ,0 7
1,43 ± 0 , 1 7
— 0 ,1 1 + 0 ,0 7
1 ,3 4 + 0 , 1 9
2
— 0 ,7 4
5,41
■
— 0 ,7 2
акватории, как это предлагается в [451, 464]. В этом случае для,,
например, экмаиовского меридионального переноса имеем
ЛТЕк =
—JL
*
J J (г
( Л; 1
z ) — ft) ( Q 0 • n ) d z d x ,
( 4 .9 )
X Z
где 0 — средняя потенциальная температура, значения которой
на 28,5° с. и ю. ш.
для
различных
океанов
приводятся
в табл. 4,8 по [451].
Итак, один из путей избежать необходимости расчета абсо­
лютных скоростей течений — задаться гипотезой нулевого сум­
марного расхода через разрез. Другой подход, основанный иа так
называемых «инверсных» методах, предложен в работах [527,
580, 582] и ряде других.
Т аб л и ц а 4.8
С редние зн а ч е н и я п о тен ц и а л ьн о й .т е м п е р а т у р ы ("С )
н а т р а н с о к е а н с к и х р а з р е з а х по 24,5“ ш и роты
. . . 3,61
С еверн ая ч а с ть Т и хого о к е а н а
...............................................................................
С еверн ая А т л а н т и к а ............................................................................................................................. й,27
Ю ж н а я ч а с ть Т и хого и к с а м и ...........................................................................................................4,34
Ю ж н а я А т л а н т и к а ...................................................................................................., ...................... 4,32
Ю ж н а я часть И н д и й с к о го о к е а н а ............................................................................................. 4,42
Детальная разработка и изложение принципов «инверсного»метода приводятся в [526, 581]. Необходимо, чтобы рассматри­
ваемая область полностью замыкалась гидрологическими разре­
зами и сушей. Д алее определяются слон, в которых перенос из
дайной области равен переносу внутри области. В качестве до­
полнительных условий может выступать консервативность солей
и каких-либо других характеристик. Д алее проводится расчет
геострофических течений относительно некоторого уровня, а за­
тем ищется набор скоростей на относительных уровнях, удовлет­
воряющих наложенным ограничениям. Получаемые решения не
обладают свойством единственности, и в [526, 581] предлагается
ряд возможностей их регуляризации.
Детальное исследование циркуляции в Северной Атлантике
на основании «инверсных» методов проведено Вуншем в рабо­
тах [580, 582], Полученные им переносы на семи широтах хорошо
вписываются в общую картину других оценок. По [582] смена
знака переноса отмечается на 1200 м. Расчет в [582] потоков
солей показал, что максимум их переноса на 24° с. ш. располо­
жен на 800 м, а в высоких шпротах находится на поверхности.
В [527] были рассмотрены трансатлантические разрезы на
24, 36 и 48° с. ш., образующие две замкнутые области. Получен­
ные потоки тепла: 1,2- 10J5 Вт на 24й с. ш., 0,8* 10ь Вт — на
36° с. ш. и почти нуль на 48° с. ш., согласуются с приведенными
выше. Погрешность оценки колеблется в пределах (0,2 — 0,4) X
X 1 0 IS Вт, Важным шагом в получении количественной картины
стала работа Роеммича [528], где рассмотрены с позиций «ин­
версных» методов четыре разреза в Атлантике на 8 и 24° с. и ю. ш.
151
Т абл и ц а 4.9
О ц е н к и м е р и д и о н а л ь н о г о п е р е н о с а (Ю 15 В т ) в А т л а н т и к е
в р а м к а х « и н в е р с н о г о » п о д х о д а , по J5281
'
Г ео с тр о ф и ч р с к и н
п ерекос
Ш и р о та
24° ю.
8
8
Э к м ан овени й
п ер ен о с
— 0 ,2 8
0 ,9 2
с.
0 ,6 1
0 ,7 4
— 0 ,51
— 0 ,9 2
1,89
0 ,5 6
1,12
1,66
24
И н т е гр а л ь н ы й
п ер ен о с
[ , @1
1,48
Результаты [528] приведены в табл. 4.9 и свидетельствуют о на­
личии потока через экватор на север в Атлантическом океане.
Используя аналогичный подход (условия сохранения
масс
воды и соли в пределах изопикнических слоев), Фу [399] получил
оценку потока тепла в Южной Атлантике по данным экспедиции
НИС «Метеор». Общий перенос к северу на 30° ю. ш. составил
0,8* 1015 Вт и был близок к нулю иа 8° ю. ш. Этот факт указы­
вает на аномальность меридионального потока в Южной Атлак4
a V
J
.
£ * *5
1 • * ,л
2*
Рис. 4.11. О ц енки м ер и д и о н ал ьн ы х
потоков теп л а в А т л ан ти к е по
данны м т р ан со к еан ск и ,1! р а з р е з о в .
°A‘
J
f
*Й
•
.(
j
,
^
*7
I_____I--------1- ___ !_____ I_____ I
й?°с,И, *?
20
0
20
П о д а н н ы м : 1 — Я нга [440]; S — Gpaftена [355]; а — Х ол л а, Б р а й д о н а [414];
4 — Б ра Адена, Х олла [361]; 5 — Р о е м мичк [5261; (I — Byliuia [БВП; 7 — Фу
I3S9): 8 — К ен н ета [342]; 9 - Р а го . Р о с-
сбн [511).
тике. Дальнейшая разработка «инверсных» методов восходит
к бокс-моделированию, которое мы рассмотрим ниже. В отноше­
нии этих оценок необходимо сказать, что их точность в значи­
тельной степени определяется удачностью разрешения вычисли­
тельных проблем. Результаты по потокам вод и тепла, получен­
ные в рамках изложенных методов, приводятся на рис. 4.11. Боль­
шинство из них относится к Северной Атлантике. Какие ж е су­
ществуют еще проблемы и возможности оценок меридиональных
потоков по данным гидрологических наблюдений?
Отметим возможность определения баротропной составляющей
скорости течений из инструментальных наблюдений в придонных
слоях [576]. Особый интерес вызывает проблема вклада в мери­
диональные потоки мезомаспгтабиых вихрей. В работе [345] ав­
торы установили, что для доминирующих неоднородностей поля
температуры (с длиной волны й; 500 км) существует фазовый
152
сдвиг между температурами иа поверхности и на глубине 400 м.
Оцененный по этому сдвигу для района Куроспо между 165 и
175° в. д. на 35° с. ш. меридиональный перенос на север за счет
мезомасштабных вихрей оказался равным 0,3 • 101Е Вт, что со­
ставляет 17 % суммарного переноса иа 40° с. ш. в Мировом
океане. Однако авторы [81] получили направленный на юг поток
тепла за счет мезомасштабных вихрей в зоне рециркуляции
Гольфстрима. Этот поток связан с обнаруженным в [81] сдвигом
фаз м еж ду полями функции тока и температур. Факт работы по­
тока за счет мезомасштабных вихрей против глобального пере­
носа иа север в этом районе интересно рассмотреть в связи с об­
наруженным в [414] бароклиниьш южным переносом.
То, что авторы перечисленных работ достаточно высоко оце­
нивают точность своих расчетов, делает весьма привлекательным
прямые оценки меридионального переноса. Однако их малочис­
ленность не дает возможности получить общую картину меридио­
нальных потоков, тем более проследить их динамику. Показа­
тельным является, например, то, что, несмотря на высокую «ав­
торскую» точность каждой отдельной оценки, сами они сильно
разнятся па одних и тех ж е широтах. Видимо, их нельзя рас­
сматривать вне времени и средств выполнения разрезов, т. е.
проблема
временной динамики
потоков неразрывно связана
с проблемой оценки средних значений.
Д ругую группу оценок представляют расчеты меридиональ­
ного переноса вод и тепла с использованием численных моделей
циркуляции, как глобальных, так и малопараметрических, спе­
циально воспроизводящих меридиональные потоки. В [368] пред­
лагается одномерная модель меридионального переноса, исполь­
зующая уравнение сохранения тепла в стационарном виде:
( C v p u T
+ Q,) +
~
( C v 9 v T
+ Q*) cos Ф +
+ - 1 ^ ( С ,,р ш Г + ( 3 0 - 0 ,
(4.10)
где Qi, Q 2, Q.i — компоненты турбулентного потока тепла; C v —
теплоемкость при постоянном объеме; Т — температура; и, v „
да— составляющие скорости. Интегрирование по глубине и ши­
рине бассейна приводит к выражению
S
i N -%■ Л* &
-
L N -^Т Г ь
(4.11)
L\
где
L
( у )
* = L z ( y )
—
L i
( у )
— ширина бассейна с границами Li и
L r ,
N = k vI C v , где ky — коэффициент горизонтальной диффузии; Т —
средняя зональная температура поверхности; F a характеризует
стратификацию. Оценки глобального переноса, полученные в [368],
составляют 2,7* 1015 Вт на север на 10— 15° с. ш. и до 4,0- I0J;! Вт
на юг на 20° ю, ш.
К модельным оценкам, noniaflyfi, примыкают и работы Коротаева
[160, 161], где построен формализм, позволяющий рассчи­
153.
тать меридиональный перенос тепла, разумно выбрав ряд пара­
метров. Исходя из соотношения (4.6) для сферической Земли,
автор в [160] представляет скорость течения в виде суммы чисто
дрейфового компонента глубинных течений и скорости, определяе­
мой дифференциацией плотности. Дальнейшее
интегрирование
проводится раздельно в пределах западного пограничного слоя
и по району открытого океана. Важным является то, что автор
вводит в рассмотрение отклонения температур в поверхностном
слое от температур на глубине, которые принимаются различ­
ными в разных океанах, но постоянными в пределах каждого оке­
ана. Вводя полные переносы по глубине и считая ветер чисто зо­
нальным, для меридионального потока тепла в [160} предлага­
ется выражение
М (ф ) = р С р Т [(1 — о а ) М “ — { « 2 -
4-
at
1
рСр А77
-----------------,
г
L ' 2Q c o s (|)
с os (|i
« ,) М “] +
d r >j9 сг« Ф
щ
(4,12)
— (а.2 — « з ) М °
— (« а — а а) al t g
где р, Ср — средние плотность и теплоемкость; Г — средняя ши­
ротная температура поверхности; коэффициенты oil, аа, <хл уста­
навливают связь между поверхностными температурами п про­
интегрированными по слоям аномалиями относительно глубинных
температур; M d и М а — переносы дрейфовым и глубинным пото­
ками; т*. — ветровое напряжение; W T I — вертикальная скорость на
нижней границе главного термоклина; ф — широта. Принимая ли­
нейную зависимость плотности от температуры, были рассчитаны
меридиональные потоки тепла в различных океанах, причем полу­
чен перенос тепла на север на всех широтах в Атлантике и смена
знака переноса севернее экватора в Тихом океане. Атлантическую
асимметрию автор объясняет большой мощностью источника глу­
бинных вод в Северной Атлантике. Модельный анализ «гадлеевской» циркуляции в океане с учетом потоков на поверхности
предложен в [565], где рассматривается двухслойный меридио­
нальный океан с выклинивающимся верхним слоем. Исходными
уравнениями являются законы сохранения массы и тепла:
d V { J t '
t]
= М
{ Т ,
t) +
E ( T ,
t) +
G ( T ,
t);
(4.13)
г
C v
^
\
г
v T d T
—ОО
=
C
V
\
( m
+
e ) T d T
+
C
VQ T
+
F
+
Q ,
—Од
где V { T , t ) — объем нижнего слоя; Af(7\ t ) — поток массы на от­
крытой границе нижнего слоя; G ( Т , t ) — поток массы между сло­
ями; Е ( Т , t ) — поток массы через поверхность океана; G T , F —
тепловые потоки ма поверхности и диффузионный между слоями;
m ,
е,
v
отвечают производным по Т величин М , Е , V . Принципи­
альным является то, что температура на границе слоев Т рас­
1154
сматривается как независимая переменная, могущая играть роль,
координаты. Дальнейший анализ и преобразование (4.13) приво­
дят к возможности определять меридионально направленные пе­
реносы иа поверхности лишь из знания поверхностных тепловых,
потоков, аппроксимируемых как функция температуры поверхно­
сти [355], Автор приводит оценки интенсивности переноса в оке­
анской ПТМ I рода, которые составляют 7 0 ± 3 0 Св для Миро­
вого океана и да 10 Св для Северной Атлантики.
Значительное внимание определению меридиональных перено­
сов тел л а уделено в модели системы океан— ледники— атмосфера
[48], где океаны разделяются на верхний и глубинный слон и на
западный пограничный слой и район открытого океана. Атмосфер­
ный блок представлен зонально усредненными стационарными
уравнениями переноса тепла н влаги с параметризацией межширотного переноса макротурбулентиым обменом. Расчеты на мо­
дели [48] дали положительные тепловые балансы для всех трех
океанов:
Атлантического
( + 0,55- 1015 В т ), Тихого ( + 1,98Х
Х 1016 В т ), Индийского ( + 0,85- 101S В т), которые компенсируются
отрицательным тепловым балансом' Южного океана (3,45 X
Х 101а В т). Такое соотношение океанов несколько не соответствует
схеме, получаемой из экспериментальных данных. Следствием
этого явилось модельное завышение в [48] интегрального океан­
ского переноса тепла в Южном полушарии и занижении в Север­
ном. Не удалось также воспроизвести меридиональный перенос
через экватор в Атлантическом океане. Кроме того, этим резуль­
татам противоречат прямые оценки [400] для границы раздела
Южного н Индийского океанов. Модельные
и примыкающие
к ним работы по специальному воспроизведению особенностей
меридионального переноса, несмотря на «грубость» предположе­
ний, тем не менее очень ценны с точки зрения описания и пара­
метризации именно глобальных процессов в целом, а не как по­
рождения более мелкомасштабных.
Большую группу модельных оценок представляют экспери­
менты с глобальными численными моделями океанской и атмо­
сферной циркуляции. Здесь в первую очередь надо отметить ра­
боты, выполненные Брайеном [356—359]. В [357] им анализиру­
ются расчеты по глобальным моделям, позволяющие оценить ме­
ридиональный перенос. Максимум переноса приходится на сред­
ние широты Северной Атлантики, где он составляет (1 ,0 — 1,2) X
Х 1015 Вт. Отметим большую погрешность на которую указывает
автор в [357], Эксперименты с моделями общей циркуляции оке­
ана [356, 360], позволившие рассчитать меридиональные потоки,
обсуждаются в [359]. Обращается внимание на более сильные
вариации меридионального переноса в Тихом океане, чем в Ат­
лантике, которые составляют от 1015 Вт зимой до — 1015 Вт ле­
том и связаны с сезонными колебаниями зональной составляющей
скорости ветра.
Детальный анализ возможностей использования моделей об­
щей циркуляции для оценок меридионального переноса проведен
155
Минцем [481]. Им проанализированы модели с разрешением
2 ,5 x 4 й. Расчетный период составил 30 лет. Погрешность расче­
тов Минц оценивает в 1,5 • 1015 Вт, т. е. равную самим потокам.
В [481] также анализируется роль вихревого переноса тепла
в модельной области. Воспроизведенные на рис. 4.12 результаты
эксперимента свидетельствуют в пользу концепции переноса тепла
вихрями «против» среднего потока. Важные результаты по ана­
лизу таких процессов могут быть получены при адаптации вихре­
разрешающих моделей типа [272, 273] к реальным океанским
1 0 ’*
Зиг
Рнс. 4.12. М ер и д и о н ал ьн ы й поток т еп л а по р е ­
з у л ь т а т а м в и х р е р азр еш аю щ ей м одел и о к е а н ­
ской ц и рку л яц и и [481].
/ — п ер ен о с ср ед н и м т ечен и ем ; 2 — перепое ви хрям и ;
з — и н тегр ал ьн ы й перенос,
ДГш.
условиям. Перспективным здесь может быть анализ взаимодей­
ствий в системе вихри — средний поток, начатый в [273].
Модельные оценки меридиональных потоков анализируются
также Такано [295], рассмотревшим ряд моделей общей цирку­
ляции. Для меридионального переноса М через круг широты
в океане полагается
М = рС р [
Г
dS +
\ \ v Y
S
(4.14)
$
1
где 5 — вертикальная плоскость, проходящая через параллель.
Черта сверху н штрих соответствуют осреднению по вертикали
и отклонению от него, как и в работе [414]. Двойные интегралы
соответственно отражают общую горизонтальную циркуляцию,
ее вертикальную составляющую, горизонтальную турбулентную
диффузию. Разумные с качественной точки зрения результаты
сильно варьируют в зависимости от выбора расчетной сетки. От­
метим резкое увеличение скоростей течений при сетке 0,43X0,375°,
соответствующей вихреразрешению, которое, однако, не вызывает
увеличения меридионального переноса тепла. В этой связи можно
вспомнить выводы о роли вихрей в меридиональных потоках из
(56
[81] к существенный баротропный перенос, полученный в [414].
В [480] меридиональные потоки для отдельных океанов и Миро­
вого океана оценены по экспериментам на глобальной атмосфер­
ной модели. В известном смысле это косвенная оценка, так как
получена из расчетов потоков тепла через поверхность в предпо­
ложении постоянного теплозапаса иод, причем для замыкания ис­
пользуется гипотеза нулевого глобального баланса. В обоих полу­
шариях глобальные потоки направлены от экватора к полюсам
с максимумами в зоне 20— 30°. В Атлантике поток направлен
к северу на всех широтах, а результирующий поток через эква­
тор в Тихом океане — на юг. Оценка обмена между океанами
дала поступление в Атлантику 1,35- Ю15 Вт, которое складывается
из 0,25- 1015 Вт из Индийского и 1,1 • 1015 Вт из Тихого океанов.
К близким результатам пришли и авторы модели [152], получив­
шие аномальные по знаку потоки тепла в Атлантике. В работе
[164] Обобщаются результаты но модельному воспроизведению
меридиональной циркуляции в океане и приводятся данные по
сезонной изменчивости. Меридиональный перенос рассматрива­
ется как сумма трех составляющих: среднего
(Aft), вихревого
( M z )
К: диффузионного (М з):
И А.1 (г)
м , =рС р j
j
v T ~ ^ - d k d z ;
О \ | (г)
Я
:
;
М ,
= рС
(г)
5
р \
о
1.1
v ' T '
-—
(4.15)
d 'k d z ;
(2 )
ял, (г) ,
о Я., (zj
;
14
где m = I/sin<})i, (pi=n;/2 — ср. Было проведено три модельных экс­
перимента: 1) без учета нелинейных членов и с гладким дном
на сетке 5 x 5 °; 2) с учетом нелинейных членов и реальным релье­
фом дна на той же сетке; 3) на сетке 2,5 X 2,5° с условиями вто­
рого эксперимента. Включение рельефа дна понижает на 7э
амплитуды меридиональных потоков в Северном полушарии и
вдвое повышает в Южном. П ереход к сетке 2,5 x 2 ,5 ° вдвое увели­
чивает амплитуды меридиональных переносов.
Сезонная эволюция меридиональной циркуляции с помощью
моделей анализируется в работах [317, 475]. В [475] авторы об­
наружили полугодовые колебания интенсивности «гадлеевской»
циркуляции, что вызывает полугодовую цикличность меридиональ­
ного переноса в тропической зоне, Интерес представляют также
и диагностические модельные расчеты [290], где оценены интен­
сивности переноса в различных океанах. Наибольшие значения
удельного переноса и наибольшие поверхностные скорости полу­
чены в Индийском океане.
157
В работах [185, 194J 'воспроизводится меридиональный пере­
нос на модели общей циркуляции [194]. Как и в [48], авторам
не удалось воспроизвести трансэкваториальные потоки в Атлан­
тике. При воспроизведении полного океанского меридионального
переноса правдоподобные результаты удается
получить лишь
в случае задания зонально осреднеиной температуры, симметрично
отображенной относительно 56 ю. ш.
В последнее время широкое развитие получило бокс-модели­
рование. Важные результаты по переносам вод получены на бокс15-Ю "Вт
If-10‘щВт
S',Wfl
Рис. 4.13. С хем а б о к с -м о д е л и В ун ш а [580].
Потоки дань* в 10*
модели Вуншем и Мянстером [583], являющейся развитием ра­
боты Вунша и Гранта [582]. В [583) рассмотрена четыредслойная
по вертикали (0—200, 200— 1100, 1100—2800, 2800—4000 м) и че­
тырехбоксовая по долготе (24— 36, 36— 40, 40— 48, 48—59° с, т .)
модель. Между каждым из 16 боксов рассчитан обмен массой.
Вынос через открытую границу на 24° широты в двух нижннх
слоях {17,4 Св) почти полностью (17 Св) компенсируется вносом
в верхних слоях (рис. 4.13). Отметим, что полученные расходы
в гадлеевской ячейке в [582, 583] почти вдвое превосходят рас­
четы Валина [565]. Переносы соли в Атлантическом океане ис­
следуются на боксовой модели в [411]. Авторы приходят к выводу
о необходимости направленного на север переноса в Южной Ат­
лантике для выполнения баланса массы.
Главными вопросами в модельных экспериментах по меридио­
нальному переносу, видимо, являются точность разрешения и ве158
рнфикация моделей на глобальные процессы. Д аж е модель с д о ­
статочно грубой сеткой, но разумно учитывающая особенности
меридиональной циркуляции может дать правдоподобные резуль­
таты. В целом следует заметить, что к модельным оценкам мери­
диональных потоков следует подходить с осторожностью, так как
авторы моделей зачастую относятся к расчетам меридиональ­
ных переносов ие более как к возможности проверки своих
моделей.
Что же касается оценок меридионального переноса в атмо­
сфере по атмосферным моделям, то эти результаты многочис­
ленны п их сводку можно найти в монографиях [156, 183]. Здесь
упомянем лишь очень оригинальный
подход,
предложенный
в [127], по смыслу примыкающий к работам [160, 368, 565]. Ос­
новываясь на теории подобия планетарных атмосфер л задаваясь
достаточно грубыми, но разумными предположениями, авторы
получают выражение для атмосферного меридионального потока.
Перейдем теперь к рассмотрению наиболее многочисленной
группы работ, основанных иа балансовых оценках. Несмотря на
их большую приближенность, они, видимо, представляют собой
«золотую середину» в подходах к оценкам меридиональных по­
токов тепла.
*
Один из первых таких оценок были получены с помощью полуэмлирических балансовых моделей М. И. Будыко [39, 40] и
Селлерсом [536]. Максимальный суммарный меридиональный по­
ток в океане в Северном полушарии достигался по [39] на 30° с. ш.
и составлял 0,5 * 101Г| Вт. Селлерсом [536] были оцеЕ1епы раздельно
потоки тепла в океане и в атмосфере. Атмосферный перенос имел
но два максимума в Северном и Южном полушариях, соответст­
вующих 15 и 55° широты, где перенос достигал (2—3) • 101S Вт.
Максимум океанского переноса приходился на 20—30е с. ш. и
10—20° ю. ш., где он равнялся примерно 2 • 1015 Вт, что состав­
ляло 60—75 % атмосферного переноса.
Принципиальным шагом в оценках меридиональных переносов
явились работы Оорта и Вондер-Хаара [498, 563], где перенос
в Северном полушарии был определен но уходящему из системы
излучению (в этом случае океанский поток представляет разность
уходящего излучения и меридиональных потоков в атмосфере на
различных высотах). Подобная работа для Южного полушария
была проведена 'Гренбертом [557]. Согласно этим оценкам пере­
нос к полюсу в тропических широтах составляет (3,0 — 4,0) X
X Ю,й Вт и обращается в нуль на экваторе. Авторами использо­
вались спутниковые данные, позволившие обеспечить точность
расчетов— (1—2) ■ 10‘5 Вт. В этих работах рассматривался ба­
ланс тепловой энергии системы Зем ля-атм осф ера:
dBfdt =
где
Р
т а
F t a — d iv М а — d iv M m ,
(4.16)
— уходящие потоки. Дивергенции меридиональных пото159
rОat*
U
сз
д-
irttO ^ ^ o e o -^ O e N
^ ^ i^ O O O C O J -S
Оо о
^ ^
О
о
o^cococo<N*~^o
T it
tn
й
оЛ
Н
T*cocooeso>w*-t"ОСМ^Ю^Г^С^С"!^
5
я
H
C
M^ C’l C
T
JC
3
>
ю [■
—
o o o -H ^ w e c rto
X
[498)
^ O fllN n N - o iO
00
O
D
!*\
o ^ r t cocow'"00
в атм осф ере
О ^ *-h — 1—О О О —1
[
I
X
« со eo r-- lo a> h- (£>со
' | O O l“ 'M-'CO^O
><
^O b iD fO ^C S Ч*Ф
^о о о ^о ^со ю
ей
0)
'ф^ tfi u: со<oо сч (M
£<
©
С
'P
Г'-СОсО^-СОСПСО-^'^
O-nWtNW^OO’**
00'=
Вт), по
[
^о-ч^осчегзетоосчю
осч^соеого —
X
E
C
cd
Ф
*
— ■
ей
a
север
—OOO-^
на
эн ергии
поток
Q w iN W «" oV o
ф
и
i—
i
S
3
5
te
m
S
d
О
I"
О
М еридиональны й
1-^
1
=
3
1 'fl'N O flO S S O O
о с о о о C
O^ C
M
F i l l
1 1 I 1
>
>
о
C
OC
sl C
N
| -4
J-1о C
O
ООООИТРЮСЧСН
>
Ми?1Л^ГСЭС1'-'СОСО
o o o « ^ r tin in r t
X
о
а
a.
4>
Й
[II
•О""СОЛ*СО
>
С
О1Лxf (Г1-4C
T
Jоо С
Г) C
M
О ОО —
‘ <мО O
AC'l ^
1
c<
3^ (Oo> С
Оей O
O
O Q O « c *« N e )o
О
^
17 l
СО - r f O i ol <N
1
—1
р"осв
On
£
160
csto^ccic^»opoa>t-Q Q rt^ rtQ Q T T lQ
1
1 1 1
1 IГ
iI lI lI
1 M
a.
5ffi
'^rCO-^UQtCil>‘CO«—
iC^i
о^еосососчсэ —о
7
to
z
tC»-*tO’4j-LDCOlrt^I^
O^^^-r^^OOO
WCOCOO^MN<DO
O Q O O O --H lflflO
1
[
IT
>
ф
е О с О ’ч * ' О О Ч Э 1 Л - ^ С М 4^
(
o o o o o o o o o
CO f s «D ю т г M M I - 1
ce
6О
C
Li
а
ООСОЮ1Л-НИЮ OI
O - hQ i—
<<M—
'CMi—о
IT
[
OOQOOOOOO
ССЬ.Фю,+ СО!^г«
ков в атмосфере и в океане определялись как
ТА
div
М
а
=
V ,
j р„ (С авГ„ +
+
g Z
+
Lq)va
d z
;
(4.17)
BA
то
divM K,= v2 j
(4.18)
g z ) v w dz,
где B A , Т А и В О , Т О — пределы интегрирования по вертикали
в атмосфере и в океане; Z — высота; V — вектор горизонтальной
скорости. В работе [498] авторами получены среднемесячные ме­
ридиональные переносы (табл. 4.10, 4.11). Отметим, что ампли­
туды сезонного хода составляют 4- 101Я Вт на 30° с. ш. для атмо­
сферного переноса и около 3* 1015 Вт для океанского. Океанский
перенос обеспечивает до 40— 50 % суммарного переноса в сред­
них широтах.
Копровым [358, 159] получены оценки меридиональных пото­
ков, основанные на знании радиационного баланса на верхней
границе атмосферы, полагаемого известным. Для замыкания
в высоких широтах используются данные о теплообмене через
лед и определяется поток, который мог бы обеспечить такой теп­
лообмен. Полный меридиональный поток энергии оценивается
как
ф
А/(<р) = 2я j sirup' [(Я + Л)аР г{ф \
П-
R
+
h
) ~
b
2V r (
с/,
b ) \ d i {; .
(4,19)
Для меридиональных потоков в атмосфере и в океане пола­
гается
М и
‘р
М = 2л j sin ф' ( R +
II
h f
V r
(Ф\
R
+
h )
— b V r (cp , ft)]
h ) —
(Ф\
S ) }
dq>'; (4.20)
Ф
Mt# (ф) = 2л j s!n ф
[ S %
(ф ,
R
+
d i
[j ,
(4 21)
где R — радиус Земли; r * = b ( ф, Л), г = 5 (ф , ?„)— уравнення по­
верхности ее твердой оболочки и нижней границы атмосферы;
W= “
-J
V r d X ;
V
— меридиональный компонент вектора плотно­
сти потока в атмосфере; А — высота атмосферы, на которой
адвективная составляющая вертикального потока энергии обра­
щается в нуль. В работе |159] также рассмотрен важный вопрос
о разделении вклада атмосферы и океана в суммарный меридио­
нальный перенос тепла. Показано, что на широте 80° океанский
перенос составляет не более 10 % общего энергопереноса. В срав­
11
З ак аз № 15
Ifjl
нении с другими авторами Копровым [158] получены наибольшие
значения океанского переноса тепла в Северном полушарии
(табл. 4.12).
Наличие массовых данных о радиационных характеристиках
на верхней границе атмосферы позволило выполнить ряд оценок
интегрального переноса тепла от экватора к полюсам системой
«океан—атмосфера» [389, 412, 436, 497, 562]. Близкие значения
этих оценок говорят об их достоверности. Результаты их компи­
ляции из [421] приводятся в табл. 4.12. Такие оценки важны для
проверки оценок в отдельных блоках.
Другая группа балансовых оценок базируется на использо­
вании данных об океане, где уже теплообмен с атмосферой замы­
кает баланс, т, е. играет роль уходящего излучения в описанных
выше работах. Б этом случае обычно исходят нз одномерного зо­
нально осредценного уравнения переноса тепла в океане, запи­
санного в дивергентной форме и проинтегрированного по некото­
рому слою толщиной h \
рw C
+
p h { d T w l d t
д
{ u T w) / d x )
=
R
-
Q
h
-
Q
e
,
(4.22)
где х — координата, направленная на север; знак ^ означает
осреднение по слою. Интегрируя (4.22) ло площади широтной
зоны S и по времени за период [О, U \ , получаем:
ft
fjm C
p h
JJT
c l b
“[*- PmCpA J ^ u
ti
T
шe l l
d t
^ J J (./? — Q/j — Qe) d b
=
d i t
(4.23)
где L — граница зоны, составленная берегами и параллелями.
Для оценки меридионального потока на границе широтных зон
необходимо проинтегрировать сумму правой части и первого члена
левой части (4.23) в меридиональном направлении, задавая гра­
ничное условие на севере или на юге. Так, для потока между г‘-й
и ( / — 1)-Й широтными зонами, считая с севера, получим:
I - !
.
Е
+
(4.24)
fe= i
где F S — тепловой баланс зоны; H S — изменение энтальпии вод
в этой зоне за время (0, /i); М о — граничное условие, отражаю­
щее меридиональный перенос на северной границе первой зоны.
В случае интегрирования (4.22) за годовой цикл [0, т] можно
задаться нулевым изменением энтальпии океана за год и упро­
стить (4.23), (4.24):
т
p j C p h
т
J
\
a
l
u f w d l d t
= j jt
o
F
d S
d t ;
(4.25)
s
i - i
£
162
(FS)* + M0.
(4.26)
S91
C0D&^0>^1^CP1W^ ^tOCSJb.CJIO-'JOOtO
О о о о о о о о о о о о о о о о о о о
■
?
'
р
LUирота
■ 1
1
I 1 1 ■ 1
О О О О — и« w — О О О О О О О
~ 'to ф- to to 00 —
X-* cn a> Vi Vi KDо
сосл сл тооооосл оооош
Будыко [39]
1 1 1 1 1 1 1 1 1
’Ll'co'ctiVi to F—'io C OM^I^OlG ODU^O
Ol Сл
Будыко ['t-оJ
О ^ I—
* ^ о о O'
CO^ to 1л V to
Селлерс [536]
Свердруп [G48]
перенос
Эмнг (1967)
О
п>
»
о
PI
Q1 - i ^ ^ H - h - o O! O1
>] m © 0 0 5 0 m "n- ^
О орт, ВоидерХаар [498]
я
<D
4=1
CD
X
О
О
i I J i ] 1
0 0 « -к -Ь З и -0 м [^ ^ « 0 0
MJbW^OWOJCOO Ь ю ч CO
Хастенрас [420,
421]
1 1 II 1 1
о о
—*i—o>—ю ^ - о о о о о
О* tO ЮЦь. Ol W •—'‘^►-WCOflJCOOJO
Тимофеев, (1970)
O tC ^W W ^O O C )
ОФ^
о woo'to Ol
Cl
Копров [158]
м1 м1 М1 (1О 1М1МI О и - м м О^О О
'^ b ^ toib .o i^ to ^ to b ioo aito^ -*
Минц, Такано,
Хан (1978)
1 1 1 1 1 1
О —‘ ‘ '-------- O —'to — О
Гулен, Лаппа
[89)
О О
МОЭ^-ОЭОСЛ^ЙОО^Ш^СО
и а т м о с ф е р о й , Ю 1® В т
О орт, ВондерХаар (1973)
океаном
1
O -W M W “ 0 0 о
$J* 4^ сл — *- 1—— 1—
тепла
1 h -0 0 0 0 0 0 0
^1 f IOI K 1» W
V) Ol 41 СЛЪз 4^ 00 "co -*a
о
C04iUiOCF>^05-4j0 4iOo
М ер и д и о н ал ьн ы й
1 t—N
1 1 -1o ^ - ^ - ^ ^ O O O O O
O1 O1 O1^ 1- i —
“ *^СйО^О
о<л
Оо
П родолж ение
90° с.
80
70
60
50
40
30
20
30
0
10 к>.
20
30
40
50
60
70
80
90
0,16
0,37
0,46
0,88
1,11
0 ,9 9
—0,21
—2 ,1 7
—2,54
—2,4 6
—2,15
-Г
0,10
0,2 4
0,4 3
0,66
1,50
1,63
1,24
0,7 0
— 1,68
-1 ,9 6
— 1,62
— 0,9 6
0 ,2
0 ,3
0 ,5
0 ,8
1,4
1,6
Ы
0 ,0
—0 ,4
— 1,0
—0 ,9
—0 ,7
-0 ,5
—0 ,2
0 ,5
1,6
2,7
3 ,0
2 ,8
2,1
2 ,2
1,9
—1,1
—2 ,6
-2 ,7
-2 ,1
— 1,9
—2,3
—2 ,2
— 1,1
—0 , 3
0 ,0
0 ,5
1,6
3,1
3 ,1
3 ,0
2 ,8
М
1,0
0 ,2
1,36
2,77
3,10
3,4 4
2,82
1,37
1,05
0 ,8 9
— 1,90
0,41
1,51
2,6 0
3 ,5 7
4,20
3,8 4
3,08
1,68
0,23
— 1,32
—3,0 7
—4 ,3 9
—4,79
— 4,24
—3,23
— 1,69
— 1,51
0 ,0
.
2,92
3,90
4,2 8
3,34
2,83
1,62
—0 ,0 3
—0,0 6
—2 ,3 4
—3,67
—4,33
—3,84
—2 ,6 2
....
[421]
ЬйГ—
Сн
!Г
О <3>
fQ i
f"
с.
П. щ
а я*
ОХ
1— -
н
и
а
й)
§
г)
и
л
ш
Хастенрас *
, [4211
1
сё
tо
оо
to
Хастенрас
0J
л
$
Оорт, Рас му неон
[497]
Широта
0
1Л
ю
я
я
о
_
Атмосферный перенос
О к е ан ск и й п ерен ос
г~
|А
ю
d.
И
ю
X
V
Q.
н
—0,17
— 1,23
—2,0 9
—2,58
—3,3 5
—3,44
—2,01
— 1,45
—0,48
0 ,0
ю
о
m
о
п.
SE
Б
О
И
0 ,0
0 ,5
1,2
2 ,2
3,1
3 ,2
1,7
—0 ,8
-1 .9
0 ,0
ю
ю
о
с
с
о
ч
(Ч
f-
3,1
4 ,3
5 ,0
4,7
3 ,8
2,0
0 ,4
-0 ,4
— 1,8
—2 ,9
—3 ,3
2,79
3,8 6
4,63
3,93
2,45
1,16
—0,0 4
—0,11
—2 ,4 4
—4,59
-4 ,2 2
— 2,9 6
—2,2 0
* О ц енка, п р и вед ен н ая Х астен расом , п р е д с та в л яет р а зн о с ть среднего и н тегрального переноса по [389, 412, 436] н о к е а н ­
ского переноса.
*
S9I
Ф
о
О
о
о
О
о
о
( b i o Ю м *
о
о о
о с
э
о
о
о
о
о
о
о
о
о
0
Ш
„ 1 1
1
]
1
1
1
1
1
O O i - ' t O C O W O J i t f c W b - . W O J W W W W ^ O O
O C O t O O ^ ~ t D p | b t 3
и р о т а
n
p
tD tO o 'c o 'o n 00 0 > О
О Ы г ^ С Д С Д ^ С О
С П <0
С е л л е р с
[5 3 6 ]
< i СЛ О
—
o
o
СЛ w
О о р т ,
о
В о н д е р - Х а а р
[-1 9 8 ]
Я
1
о
о
о
^
1
1
ю ^
и
с я
I I
с л ^
(t>
п
тэ
1
1
г - о
ь а
^
с л
с л
^
ш
- о
о
[3 8 9 ,
Л . с л с о ъ э О w ' w ' c n ю (О 00 0 1
Ъ* V i Ъ ) V»
O C > t O ^ C O M 4^ C T J - s l t O O J ^ C ? O O t O O O
4 1 2 ,
S
сг
2
4 3 6 ]
Е
М
1
1 I
1 1
1
О * - М - С О ^ О 5 О > < Л ^ - О “
о
С П 0 > С Л ^ - С | > И - © О
Х а с т е н р а с
С Л ф ’л
СП о о
О 00 01 Ю О
О ^ К Э N- . C T t V
— Ю С с О О Щ С О - - ^ К 5С О С О С О ^ О ^ | О а - ^
О М
О
СлЭ ^ С Л Ф - O J m- O
О С )
Со Ю
4^ о
- w t c w w w
O O C O U i O J J i S O J W
О
ЧО
C D Ъ \ СГ> Ю
[4 2 1 ]
3
о
о
O
^
СП
К о г г р о в
]
1
]
1
1 ]
1
1
O ^ - C 0 * tv C n C n Jb b 3 O W C n C ? l 0 1 »NC0 ' - * O
4 ч С Л н - - ^ 4^ С 0 ^ С П Ь 0
а
п
*о
[ 1 5 8 ]
Т алл е й
[5 6 0 ]
<1 V I
о * .о * a , t o i—
O O S W O O l - s I O Q O O
С е л л е р с
[5 3 6 ]
]= 1
о
ь
я
ф 0 5 - 4 * . ф» W
0 0 5 0 1 4 ^ - 0 ) ^
О о р т ,
Ф
О
О
В о н д е р - Х а а р
[4 9 8 ]
о
т:
го
с*
к
п
я
!-3
о
О
Ю
^ | о с о о о < л с г > О й о ^ — '-‘
*— O O t £ 3 t O - < I C 7 ) t D 4 ^ ( O C J > 0
О
Х а с т е н р а с
3
ft)
■о
П>
S
[4 2 1 ]
,о
ЕЙ
o
t D t o & > £*5 t o t o p—
u i j ^ ^ c o o s ^ t o
ю
o
К о п р о в
[ 1 5 8 ]
3
Эн
“ i
о»
K£J
Jh k tw C n O O O C O tO N ^
£
Т а л л е й
сг
S
[5 5 0 ]
о
V
**
Н»
ЮС0 Ю<Ют£*иЭ^-СС>-К1'О>—* ^ - - ~
Ю О С Л С С ^ С О С Л ^ Ф О О Ю з И и
Г у л е в ,
Л а и п о
( 1 9 8 4 )
П род олж ение
ООЮОЧОС^МО-СОООСЛ
Одной из главных проблем балансовых оценок меридиональ­
ных потоков в океане является определение граничных условий
М о .
Часто в качестве М 0 используется оценка [330], составляю­
щая 1,07-1 0 14 Вт. Эта оценка получена из обработки большого
количества гидрологических данных и прямых измерений течений
в проливах Канадского Арктического архипелага, Шпицберген—
Земля Франца-Иосифа, Земля Франца-Иосифа — Новая Земля,
Беринговом проливе. В табл. 4.13 приводятся результаты оценки
теплового баланса Арктического бассейна по [330]. Главными ис­
точниками поступления тепла в Арктический бассейн, как следует
из табл, 4.13, являются Восточно-Гренландское и Западно-Грен­
ландское течения. При всей детальности расчетов Аагарда и
Грейсмана [330] следует признать сильную приближенность их
оценки М о . В частности, в работе [384] называются втрое боль­
шие расходы Восточно-Гренландского течения.
Т аб ли ц а 4,13
Т еп л о в о й б а л а н с (101* В т ) А ркти ческого б а сс е й н а , по [330]
Б ерингов п р о л и в .......................................................................... .................................................
0,02'
К а н ад ск и й А рктически й а р х и п е л а г ......................................................................................
0,06
В осточпо-Г рснл андское т е ч е н и е ...........................................................................................
0,29‘
З а п а д н о -Г р ен л ан д ск о е
0,68'
т е ч е н и е .............................................................................................
П ролив Ш пицберген — З е м л я Ф р ан ц а-И о с н ф а
...........................................................— 0,01
П рол и в З е м л я Ф р а п ц а -И о с н ф а — Н о в а я З е м л я ............................. .... ......................
0,03
И н теграл ьн ы й теп л овой б а л а н с A f a ......................................................................................
1,07
Другой возможностью определения граничного условия
яв­
ляется оценка теплового баланса вод Арктического бассейна.
Впервые это соображение было использовано Копровым в (158,
159]. Принятая им оценка 8 Вт/м2 представляется достаточно
грубой йз-за неучета теплообмена через участки чистой воды
в Арктике и относительно тонкие сезонные льды. Нам удалось
получить оценку тепловых потоков Мо примерно на 70° с. ш.
в Атлантике, исходя из условий теплообмена океана и атмосферы
в Арктике с учетом изменения площади арктических льдов. Сред­
негодовое значение М а может быть оценено как [92, 95]
М
л
= FH1)SM„ + [Ft«=, ( Т а) • 0,58 + (/? — Qh — Qsb • 0,42] S ee3 +
+ FKT4- (5o — S M
„ — S ce:i) ( R — Q h — QsV,
(4.27)
где £ мл — площадь многолетних льдов; 5 C(!3— площадь сезонных
тонких льдов или площадь чистой воды в летний сезон; So— пло­
щадь Северного Ледовитого океана севернее 70° с. ш,; F ми — ТС(Iловой поток из океана через миоголетннй лед;
{ Т а) — поток
через сезонный лед, зависящий от температуры воздуха [ l i i , 186];
F Kt —
поток тепла за счет неполной компенсации кристаллиза­
ции и таяния из-за разной солености льда при образовании и та­
янии и, следовательно, различной теплоте кристаллизации и
165
плавления;
( R — Qh — Q^)n — тепловой
баланс свободной ото
льда в летний сезон воды; (/? — Q — Q ) — тепловой баланс по­
стоянно свободной ото льда воды в районе Баренцева моря и
Северо-Евроаейского бассейна; коэффициенты 0,58 и 0,42 при­
мерно соответствуют периодам существования сезонных льдов
(с ноября по май) и свободной ото льда в летний сезон воды
(с июня по октябрь) [125]. Величины
принимались постоян­
ными п равными примерно 5,5 Вт/м2 в соответствии с [111]. Та­
ким образом, межгодовые изменения потока через многолетние
льды полностью определяются межгодовой динамикой площади
льдов, взятой из [125, 567], Изменения площади сезонных льдов
были оценены по данным [125, 567]. Радиационный прогрев оке­
ана, покрытого льдами, не учитывался из-за полного поглоще­
ния радиации достаточно тонким слоем льда
[III]. Величины
{ R — Q h — Qe) л и
( R — Q h — Q#) ч оценены по среднемесячным
ежегодным данным за период 1957— 1974 гг. о гидрометеорологи­
ческих: параметрах в отдельных районах Арктического бассейна,
включая данные на II арктических станциях и Кольском мери­
диане. В табл. 4.14 приводятся результаты оценки отдельных
членов (4.27) и характеристики их межгодовой изменчивости.
Более 70 % ухода тепла через лед обеспечивается теплообменом
через сезонные льды, составляющие не более 35 % общей площади
ледяного покрова. Наиболее сильные межгодовые флюктуации
отмечаются для теплообмена через постоянно свободную от льда
воду. Несмотря на приближенность полученных оценок, дум а­
ется, о нм правильно отражают главные закономерности теплооб­
мена с атмосферой Арктического бассейна. Гипотеза о скачкооб­
разной смене сезонных льдов чистой водой использовалась в со­
ответствии с
[103], где показано, что функции распределения
h
b
t
Т а б л и ц а 4 .14
Р азл и ч н ы е к о м п о н ен ты , о п р е д е л я ю щ и е м ер и д и о н ал ьн ы й п ер ен о с
н а 7 0 ° с. ш . ( 1 0 м В т ) к х а р а к т е р и с т и к и и х м е ж г о д о в о й и з м е н ч и в о с т и
X
'ч
I
to
СУ
со
а
о
-0 ,3 2
— 0 ,0 7
-0 ,7 1
ах.
0,02
0,01
о ; os
а х
0,06
0 Г09
0 ,0 7
х
а;
1
I
О
W
со3=
2
ь.
sr
I ео
55 I
(П
CJ
X
0,34
0,03
0,09
01L
I O?
s u
- 1 ,9 9
0 .3 1
0 .1 6
£
=
(L> Si
Оч
4srJ
u
2—
2
g “
Sg
P
н яо
CD <->
я
cc 2 3
S
5
5о S
Q
ffl *ft=3
f-N
о
oj
§% *u*
f r o
к
<D
О в к*
-1,10
0,05
0,06
a
p
-S-S'g
U c*
—1,66
- 2 ,7 5
0 ,3 0
0 ,3 0
0 ,1 8
0,11
к
167
89 Г
^ сл ^
gj
to
^ А •—'■—t o to t o t o A .^ t ii i c i o j C f t'- i
OOOOOOtHOCROtnOtnOWbOiOy'OWO
Ш и рота
о
о
о
О
О
О
Ю
о
о
С
у
Ч
ф
О
о
сл
Ь
►
-
С в е р д р у п {54SJ
о
■fb
с?
оо
_
со
о
со
о
о
о
>£-
Б у д ы к о [60]
0 0 0 0 0 9
Ю М- Ю Ю к> 0 ^
о
С
Т>
сл
о
со
GO
ю
о
со
м
о
СЛ
о
О 00 О О СП<л
о о
>
*-- со
М
«о
о
со
CD
о
СУ>
О)
о
оо
ьо
о
А
со
о
4*
о
о
Н, и—НчИ
1— hр—1 1— ^
м - ~ - ^ г —ЮСОЮ*|!>»СЛСПСПО\СЛСЛ.
ОСОСЛСЛ^ОСО^ОфьОСССиЛСЛ
^ 0
о о
4h hCkr
<D 50
N— _
о
о
ч
о
о
з
о о о >—
М со 00 о
ф — СЛ <-* О
4
^ КЗ
СП
о
СП
СО
о
о
СП
со
о
М
СО
_
со
о
о
о
о
о
о
о
со
о
СЛ
*Й.
о о о о о
оо to с©
§ 2 3 СОOi СЛ
о
g
о
дь.
СЛ
к
о
о
со
ю
*_
о
со
о
СП
со
о
•и
to
о о
•— ю
сл со
о о о о о
^ ^ СОСДфь
О Со <0 W со
о!
—
о'si
о
£
г- — — — о о
03 4^ ю О Ой да
о
о
^
о
Ц уи г [430]
Т ал л ей [550]
о
—
о
со
0 6 ‘0
о
СП
—
Г— О С З О
о
океане
1 ,30
—
о
со
К о р о т а е в [161]
о ,н
1 ,06
V
4^
В
! 0 ,4 2
о о о о о о
S O )M O > ^ 4
О 4*- to <\ СОСЛ
о
(Г>
о
ъ
W
0,22
о
со
Л ам б, Б анкер
[459]— I f
о
0 ,7 1
о
СЛ
1,21
о
ф-
0 ,9 2
1,01
о о
о **•*
Л ам б , Б анкер
[459]— I
М иллер, Р уссел,
Ц ан г [480]
М *ш. М ^ ьм T j l 1_, — О О О
О ©ОО
to да со ю
«— ^ОСПЗД^цСЛООнЬн ^ D5 ГОО Ю g 8 £ ЕЙ
о
Х а с т е н р а с [421]
о
S
в А тл ан ти ч еск ом
1-0 сл
о
ч
ts9
Х а с т е н р а с [420]
{ f 0 ls Вт)
'
ф-0 > > ~ 0 0 S o -
о
to
СП
тепла
0 0 0 0 1 с0
5
Б а н к е р [362]
00
потоки
о о з о о о о о И- 1-1 4—__ _
о
Т и м о ф е е в [247]
£
М еридиональны е
о
СЛ
К аладкий, Н ечволод о в [143]
Ц а н к о в а [311]
о
Г ул ев, Л а п п о [ 8 8 ]
О О
—
ООо-^СЛ^Ьй
ф. о -J со о> о оо
Г у л ев , Л а п п о , Т и ­
хонов [92]
£
&
£Й
25
W
льдов по толщинам даю т достаточно сильные и четко разделен­
ные пики на толщинах более 3 м (многолетние льды) и 60— 80 см
(сезонные льды), описывающие вместе 87% общей дисперсии,.
Второй проблемой балансовых оценок меридионального пере­
носа- тепла в океане является проблема репрезентативности ис­
ходного массива наблюдений. Ниже мы увидим, что даж е в рам­
ках одной методики, но на несколько различающихся данных
можно получить не только количественно, но и качественно раз­
личные результаты. В этом смысле очень показательны работы
Л амба и Банкера [362, 458, 459], где использовались два массива
данных Банкера [362] для Северной Атлантики в целом и Хас40
0
40
80
' 20,
too
1Й0
120
во
Рис. 4.14. Схема меридиональных потоков тепла {1013 Вт) Хастенраси [20],
дополиепная Стоим ел ом [546] потоками прйсных вод (10й м:,/с).
С права — потоки т е п л а (ч ер н ы е с т р е л к и ); с л ев а — п о то к и п р есн о И воды (б е л ы е стрел ки ).
тенраса и Ламба для внутрнтропическон зоны Атлантики, Не­
смотря на полную идентичность методологии, результаты расхо­
дятся на 25— 40 % (табл. 4.15).
Наибольший интерес в последнее время вызвали работы Хастенраса [418— 422], в которых из балансовых соображений полу­
чены меридиональные потоки в отдельных океанах (табл. 4,15,
4.16, 4.17), которые дают везде северное направление в Атлан­
тике (0,8- 1015 Вт на 30° ю. ш, и 1,1- 1015 Вт на 25° с. ш.) и везде
южное в Индийском океане. Схема Хастенраса [42Д воспроизве­
денная на рис. 4.14 в виде, дополненном Стоммелом [546], пред­
полагает перетекание вод из Тихого и Индийского океана в Ат­
лантический. Отметим также, что в [421] Хастенрае оценил и ат­
мосферные потоки по сходной с [498] методике. Оки приводятся
в табл. 4.12.
169
Т аб ли ц а 4.16
«
it
СП
л
оа
о
к
5
д
j
сЗ
h-
Гулев, Лаппо
Щ
а>
га
ь
о
о.
о
ЬеГ
...
[430]
о
ю
ю
Цунг
Тимофеев
4JО
тCоU
к
Щ
fо
л
X
Ш и р о та
М иллер, Р а с с е л ,
Цанг [480]
[297]
1—п
[88]
М е р и д и о н а л ь н ы е п о т о к и т е п л а (1 0 |й В т ) в Т и х о м о к е а н е
60° с.
50
40
30
20
10
0
10 ю.
20
30
40
50
60
0 ,0
0 ,1 2
0 ,5 0
1 ,1 4
0 ,9 5
0 ,4 8
— 0 ,2 3
— 1 ,5 9
— 2 ,0 7
— 1 ,92
— 3 ,8 0
—0 , 8 8
— 1 ,1 9
0 ,0
0 ,0 6
0 ,1 3
0 ,5 7
1 ,1 6
1 . 10
0 ,1 9
— 0 ,6 8
— 1 ,02
— 0 ,9 7
— 0 ,8 4
— 0 ,6 7
— 0 ,4 6
0 ,1
0 ,2
0 ,2
0 ,5
0 ,9
0 ,7 6
— 0 ,5
— 1 ,3
- 1 ,8
— 1 ,5
— 1 ,3
— 1,2
— 0 ,0 5
— 0 ,2 3
— 0 ,1 9
0 ,1 3
0 ,3 *
— 0 ,5 3
— 1 ,8 8
— 2 ,2 6
— 2 ,2 0
— 2 ,2 2
0 ,0
0 ,0 6
0 ,7 9
0 ,6 3
— 1 ,6 0
^ - 0 ,5 6
— 1,71
— 1 , 9:1
— 1 ,9 2
- 0 ,0
— 0 ,03
0 ,0 6
0 ,5 5
0 ,8 1
0 ,8 0
0 ,3 2
— 0 ,4 7
—0 ,5 2
— 0 ,2 4
— 0 ,0 9
0 ,01
0 ,0 3
— 0 ,0 5
0 ,4 0
0 ,9 6
0 ,4 9
—0 ,4 7
— 1,56
— 1,84
- 1 ,7 9
— 1,61
— 1,48
— 1,61
0 ,0
0 ,2
0 ,3
0 ,8
1 ,0
0 ,8
0 ,2
— 0 ,3
— 0 ,5
—0 ,4
- 0 ,3
—0,2
—0 , 2
Т аб ли ц а 4.17
20“
с.
— 0,04
[8 8 ]
[550]
tD
Я
о
со
~г
£
О
О.
U
в
£
д
—0 ,0 8
— 0,05
— 0 ,1 7
—0 ,0 9
Г у л е в , Лаппо
-€Ь
о
£
Таллей
аI)
Хастенрас
Ш и рота
СП
сч
[421]
М е р и д и о н а л ь н ы е п о т о к и т е п л а (1 0 ,в В т ) в И н д и й с к о м о к е а н е
СО
М
я
о
\£
X
то
:rf
— 0,0 2
0 ,0
— 0,02
10
—0 ,2 7
-0 ,2 7
— 0 ,2 4
— 0 ,2 0
—0 ,4 0
— 0,03
0
—0 ,6 2
—0,4 8
—0 ,4 3
0 ,0 0
—0 ,7 8
— 0,28
—0 ,5
— 0,90
—0,7 5
— 0 ,7 8
—0 ,4 8
— ! ,43
—0,64
— 0 ,7
20
— 0,83
— 0,64
— 0 ,8 0
— 0 ,6 9
— 1,55
— 0,75
-0 ,6
30
—0,64
—0,40
- 0 ,4 9
—0,65
—0 , S 1
— 1,42
—0,66
—0,5
—0,29
—0,52
— 0,44
—0 ,3
—0,17
—0,36
—0,06
— 1,14
—0,26
—0,08
—0,06
10
40
50
60
170
ю.
—0,16
Результаты Хастенраса [412] поддерживаются расчетами Таллея [550], анализировавшего потоки тепла в Тихом океане и
получившего направленный на юг перенос на большинстве широт
Северной Пасифики (табл. 4.16). В пользу схемы, предполагаю­
щей транспорт тепла из Тихого и Индийского океанов в Атланти­
ческий, говорят и расчеты [430], где подтвержден перенос на юг
в средних широтах Тихого океана и поток на север через экватор
в Атлантике, равный 0,6 • 10,;i Вт, что меньше оценок Хастенраса
(1,44 ■ I015 Вт) и Л амба (1,0 • 1015 Вт) (табл. 4.15).
Нами проведены оценки среднегодовых меридиональных пере­
носов в Мировом океане и отдельных океанах [88] по данным
табл. 4.4 и радиационных характеристик, заимствованных в [17].
Результаты представлены в табл. 4.12, 4,15. В качестве гранич­
ного условия использовалась оценка 1,07- 10й Вт [330]. В целях
сопоставимости результатов с данными других авторов мы гюка
не используем оценку (4.27),
В целом по Мировому океану потоки направлены на север
в Северном и на юг в Южном полушариях. Максимальное значе­
ние отмечается на 20° с. ш, и составляет 2,38* 10*5 Вт. Получен
также поток тепла через экватор из Южного полушария в Се­
верное, составляющий 0,3 ■ 1015 Вт, Потоки в Атлантическом оке­
ане везде направлены на север, причем севернее 30° с. ш. они
полностью обеспечивают меридиональный перенос тепла во всем
океане. Потоки на юг в Тихом океане значительно преобладают
над потоками на север, причем севернее 30° с. ш. они почти ну­
левые, а на 40° с. ш. имеют южное направление. Трансэкватори­
альные потоки составляют примерно 1,06 ■101Г> Вт на север в Ат­
лантическом и 0,47- Ю15 и 0,28- 10i5 Вт на юг соответственно
в Тихом и Индийском океанах. Полученные нами значения для
Атлантического океана иа 10— 30 % превосходят оценки Хастеираса [421] и Л амба и Банкера (459],.а в Тихом океане — несколько
ниже, чем в [421], и более близки к значениям Таллея [550], ко­
торый, однако, получил южные потоки на большинстве широт
в северной части Тихого океана.
В целом можно говорить о качественном подтверждении схемы
Хастенраса— Таллея, согласно которой тепло переносится на юг
в Тихом и Индийском океанах и на север в Атлантическом
океане.
Исходя из наших оценок и спутниковых данных об уходящем
излучении, нами получены также оценки атмосферного меридио­
нального переноса (табл. 4,12)„ Разность интегрального и оке­
анского переноса дает поток в атмосфере и позволяет вычислить
долю океанского переноса в интегральном. Полученные значения
атмосферного переноса несколько выше, чем в работах [158, 159,
498], и близки к оценкам [220] в Северном полушарии, немного
уступая нм в Южном. Наши оценки подтверждают результаты
Копрова [159] о значительном (я# 10% ) вкладе океанского пере­
носа в интегральный о высоких широтах, В тропических районах
доля океанского переноса по нашим оценкам иа 20—50 % меньше,
171
чем в [158, 159, 498], хотя он и обеспечивает 50 % меридиональ­
ного переноса тепла на 30° с. ш.
В рамках балансового подхода имеется и ряд других интерес­
ных расчетов. Так, роль экваториального апвеллинга в Тихом
океане в трансэкваториальном переносе обсуждается К. Внртки
в [587], где оценен полный подъем вод в апвеллинге, составляю­
щий 50 Св. Его сезонные вариации создают меридиональный пе­
ренос порядка 20 Св. Межокеанский обмен через Южный океан
обсуждается в работах [404, 409]. В частности, в [404] оценива­
ется меридиональный поток между Антарктическим циркумпо­
лярным течением и тремя океанами.
Особую ценность представляют
работы,
рассматривающие
(4.23), (4.24) с позиций переменной глубины верхнего слоя, ко­
торая может быть определена из наблюдений или на основе
одномерных локальных моделей, как это сделано в [143], где ис­
пользуется модель динамики ВК.С '[142]. Результаты [143] при­
ведены в табл. 4.15. Такие оценки имеют первостепенное значе­
ние для анализа сезонных изменений меридионального переноса,
к которым мы вернемся позже. Здесь ж е следует упомянуть цикл
работ [138, 139, 311], посвященных балансовому исследованию
меридиональных потоков. Результаты [139, 311] приводятся
в табл. 4.15.
Важнейшей проблемой балансовых исследований меридио­
нального переноса тепла выступает точность проводимых расче­
тов, которая является второй стороной проблемы данных. Авторы
оценивают по-разному точность своих результатов. Так, в [459]
говорится об ошибках среднего переноса 0,3 • 1015 Вт, что состав­
ляет 25— 50 % средних значений. Для среднемесячных оценок
называется точность 0,9* Ю15 Вт, превосходящая иногда сами зна­
чения. Примерно к таким ж е выводам пришел Хастенрас, оцени­
вая точность своих расчетов- в 70— 100 %. В связи с этим боль­
шое значение имеют результаты ряда авторов, предложивших
возможности
корректировки расчетов меридиональных потоков
тепла. Ясно, что при оценке меридионального переноса в целом
для Мирового океана интегрирование можно вести как от гранич­
ного условия на севере, так и от нулевого условия на юге у по­
бережья Антарктиды и что при этом результаты будут различны.
В [139, 370] предлагается ввести нормированную на площадь не­
вязку, представляющую разность вычисленного при интегрирова­
нии с юга и оцененного независимо меридионального переноса
на 70° с. ш.:
Теперь процедура коррекции для оценки меридионального потока
на широте tpi выглядит так:
172
М ,, = А С + 6М J11 - f (ср)] sin ф-dcp.
<pi
■
(4.28)
Важной проблемой остается также точность расчета энтальпии,
рассмотренная в [590), где анализируется богатый эксперимен­
тальный материал 55 гидрологических разрезов между Гавайями
и Аляской.
Меридиональный перенос тепла нельзя рассматривать в от­
рыве от переноса солей (пресной воды) и других химических эле­
ментов. Некоторые вопросы меридионального переноса фосфатов
рассматриваются в [329]. Что же касается переноса солей, то,
если исходить нз балансовых оценок, все упирается в достовер­
ность данных об осадках над океанами, которая, к сожалению,
очень низка в настоящее время. Все существующие современные
оценки проведены на основе Атласа [340]. В появившейся отно­
сительно недавно работе [385] приводятся среднезональные дан­
ные об осадках в 2-градусном осреднении для северной части
Атлантического океана. Техника обработки данных по осадкам
приведена в [443], Большой интерес представляет возможность
оценки меридионального потока тепла и пресных вод нз анализа
Т ,
5 -индексов, предложенная Стом мелом и Чан ад и [547]. Урав­
нения переноса тепла, массы вод и соли в [547] представляются
в виде:
F
=
\
\
m (S ,
T j d S d t
;
(4.29)
Q j C P
= j\
T m ( S ,
T ) d S d t ,
где m (5, Т ) d S d t — единичный поток массы воды в Т , 5-классе
с температурой ( Т , Т - \ - А Т ) и соленостью (S, 5 + А 5); F , Q — по­
токи пресной воды а тепла. Д алее авторами используется стати­
стическое представление зависимости плотности от температуры
и солености и интегралы (4.29) заменяются суммами по районам,
в пределах которых скорость переноса полагается постоянной.
Ими получены переносы тепла и солей на 42й с. ш. в Атлантике
и Тихом океане.
Развитие- этого подхода дается в работах [502, 503], где ана­
лизу подвергается взаимодействие Южного океана с тремя океа­
нами. Существует ряд попыток связать динамику вод одной ге­
нетической структуры в,разны х океанах. Такая работа наиболее
развита по промежуточным водам [105, 106], где составлены
карты распространения их в разных океанах, оценены их объемы
и скорости продвижения. Приближенно баланс этих вод сведен
в [106], что позволяет надеяться на скорое количественное опи­
сание глобальной эволюции водных масс.
Сводка числовых данных по балансовым оценкам меридио­
нального переноса тепла в атмосфере, Мировом океане и отдель­
ных океанах дается в табл. 4.12, 4.15, 4.16, 4.17.
Каково ж е резюме описанных выше разнородных оценок ме­
ридиональных потоков, рассчитанных разными методами и часто
173
противоречивых даж е на качественном уровне? Обзорные дискус­
сии по поднятой проблеме можно найти в [89, 421, 477, 546, 550].
Естественно, они в большей степени формулируют вопросы, чем
дают ответы.
На наш взгляд, в общей проблеме меридионального переноса
в атмосфере и в океане существует ряд частных проблем, пока
ие получивших должного разрешения. В первую очередь это во­
прос о механизмах самого процесса. Является ли он чисто терми­
ческим, как предполагается в [565], или опосредован механиче­
скими воздействиями? Существует ли подобие меридиональных
переносов тепла и влаги в атмосфере, учитывая различность ме­
ридионального распределения давления сухого воздуха и влагосодержанля? Ответ на вопрос о механизмах процесса могли бы
дать чнсленные модели, если провести на них целенаправленные
эксперименты по меридиональным потокам. Это не означает, что
будущее в оценках потоков только за моделями. Просто они мо­
гут подсказать, как построить непротиворечивую схему оценки,
например из балансовых соображений.
Другой вопрос, ответ на который также надо искать в числен­
ных экспериментах, это роль мезомасштабных процессов в ме­
ридиональном переносе, который является в известной мере ча­
стью первого вопроса о механизме. Являются ли мезомасштабные
процессы, например, в океане механизмом интенсификации об­
щего переноса, как в случае со струйными течениями, или нет?
Важнейшим является вопрос и соотношения океанского и ат­
мосферного меридионального переноса. Оценки [158, 498, 537]
являются пока предварительными и немногочисленными. Здесь
же, видимо, следует и поставить вопрос о зональной дифферен­
циации атмосферного переноса (суша—океан).
Очень важная также проблема временной динамики меридио­
нальных потоков, о чем уже пойдет речь ниже. Результаты работ
[458, 459, 498] позволили обнаружить и количественно охаракте­
ризовать сезонную цикличность в меридиональном переносе. Од­
нако несравненно более важными окажутся оценки межгодовой
динамики потоков, ибо последние являются порождением долго­
периодных, а может быть, и сверхдолгоп ер йодных процессов.
Наконец, самое животрепещущее — это объяснение причин и
механизмов так называемого «феномена Хастенраса», состоящего
в аномальном знаке тепловых потоков в Атлантике, Хотя есть
попытки объяснить этот феномен из рассмотрения только тропи­
ческой зоны или даж е всего Атлантического океана [160], вклю­
чая локальные источники глубинных вод на севсре и юге его,
представляется, что без анализа глобальной циркуляции в Ми­
ровом океане этот вопрос неразрешим. Более того, постановка
такого вопроса в отрыве от переноса соли является существенно
обедненной. В дискуссионной работе [546] Стоммелл пишет: «Мо­
жет сложиться впечатление, что океанологи старались игнориро­
вать факт поразительной асимметрии межокеаиских потоков». Д а ­
лее он пишет, что «Свердруп [548, 549], дискутируя по поводу
174
объема п солености потока на экваторе и на 30° ю. ш. в Атлан­
тике, не комментирует факт аномальности направления потока
тепла», а Бюст, «проведший тщательное исследование объема,
солености, содержания кислорода в потоках Южной Атлантики,
не опубликовал результатов по тепловым потокам и даж е не об­
ратил внимания на их аномальное направление». Приведем здесь
таблицу из [546], характеризующую нормальные и аномальные
направления потоков тепла и солей в океанах (табл, 4.18).
Т абли ца 4Л 8
Н о р м а л ь н ы е п о з н а к у (N ) и а н о м а л ь н ы е (А ) с в о й с т в а о к е а н о в
( н о р м а л ь н ы м и с ч и т а ю т с я п о т о к и , у д о в л е т в о р я ю щ и е к п асс и ч е с к о й
с х е м е П Т М I р о д а ) , п о [546]
О кеан
П о т о к соли
С еверная часть А тл ан ти ч еск о го о к еа н а
Ю ж ная часть А тл ан ти ч ес к о го океан а
С е в е р н а я ч а с т ь Т и х о го о к е а н а
Ю ж ная ч а с ть Т п т г о о к еан а
С е в е р н а я ч а с т ь И н д и й с к о го о к е а н а
Ю ж ная часть И н ди й ск ого о к еа н а .
С еверн ое п олуш арие
Ю ж ное полуш арие
N
N
N
А
А
N
'
.
N
N
■
П о т о к тепла
N
А
N
N
А
N
N
N
Из нее следует не только аномальность потоков тепла в Юж­
ной Атлантике, но н аномальность потоков соли в южной части
Тихого океана (рис. 4.14). В се это свидетельствует о необходи­
мости детального рассмотрения потоков в Южном полушарии.
Некоторые особенности формирования последних анализируются
в [290]. Нам представляется, что вытекающая из рассмотрения
меридиональных потоков асимметрия связана с функционирова­
нием океанской ПТМ нулевого рода, определяемой глобальным
взаимодействием Тихого и Атлантического океанов.
Таблица 4.12 позволяет оценить роль океанов и атмосферы
в транспортировке тепла в меридиональном направлении. Атмо-,
сферный перенос, как правило, достигает максимума на 40е ш.
в Северном полушарии в 30—40° ш. s Южном. Максимумы оке­
анского переноса обнаруживаются ближе к экватору — на 20° с.
и ю. ш, Таким образом, океан в значительной степени обеспечи­
вает перенос тепла из экваториально-тропических широт в сред­
ние, а атмосфера ответственна за транспорт тепловой энергии
в средних и высоких широтах. Кроме того, океану принадлежит
определяющая роль в межполушарном теплообмене.
Перестройка структуры меридионального переноса тепла
в средних широтах заставляет поставить вопрос об их роли
в
крупномасштабном
взаимодействии и рассмотреть режимы
транспортировки тепла через среднеширотную область, характе­
ризующуюся
максимальными значениями потоков на границе
океан— атмосфера.
175
4.4.
Сезонная и межгодовая динамика
меридионального перекоса тепла
и роль с р е д н и х широт в крупномасштабном взаимодействии
Сезонная и межгодовая перестройка меридионального пере­
носа тепла океаном и атмосферой непосредственно связана с ос­
лаблением и интенсификацией механизмов, определяющих этот
перенос, причем эти изменения интенсивности не обязательно
происходят синфазно н в атмосфере, и в океане. Выше уж е го­
ворилось, что Ооорт и Вондер-Хаар [498], видимо, были первыми,
кто предпринял анализ сезонного хода меридиональных потоков
тепла в океане и в атмосфере (табл. 4.10, 4.11). В [498] оценены
Ma -13’,s Вт
Р и с. 4.15. Ф азовы й зав и си м о сти го дового х о д а атм о сф ер н о го и о к е а н с к о го
м ер и ди о н ал ьн ого п ерен оса т еп л а н а 20 (а ) и 40° с. ш . (б).
амплитуды и фазы годовой и полугодовой гармоник атмосферного
и океанского меридионального переноса. Годовая гармоника яв­
ляется определяющей для регулярного сезонного хода переноса
тепла в атмосфере, а в океане годовая и полугодовая гармоники
равноправны. Максимум атмосферного переноса достигается
в зимние месяцы (декабрь—январь) и располагается на широ­
тах 40—бО". Летний максимум смещен несколько южнее. В оке­
ане наибольшая интенсивность переноса отмечается в апреле и
ноябре, а наименьшая — в августе. Причем весной и осенью мак­
симумы располагаются на широте 20°, а в летние месяцы смеща­
ются на север на широты 30— 40°. На рис. 4.15 приведены фазо­
вые зависимости океанского и атмосферного меридионального пе­
реноса тепла на широтах 20 и 40° с. ш. Если в течение всего
года в тропиках океанский перенос превосходит атмосферный,
то в средних широтах картина меняется: атмосферный перенос
176
больше океанского. В среднем за год меридиональный перенос
тепла в атмосфере оперех^ает по фазе океанский. В Южном по­
лушарии, как показывает недавнее исследование {370], максимум
океанского переноса достигается в июне— августе, а атмосфер­
ного— в марте— апреле, причем сезонный ход интенсивности ме­
ридионального транспорта тепла как в атмосфере, так и в оке­
ане значительно меньше осложнен полугодовой изменчивостью,
чем в Северном.
'
Анализ сезонной изменчивости меридионального переноса
тепла в Мировом океане и в отдельных океанах проведен в рабо­
тах [139, 311], где получены ре­
зультаты, несколько отличающие­
ся от [370]. Максимум переноса
по [139] в Северном полушарии
отмечается в зимние месяцы и
приурочен к приэкваториальным
широтам в январе— феврале со
смещением на 50—60° с. ш.
в ноябре—декабре. Такая ж е
структура сезонного хода харак­
терна для Северной Атлантики.
В Тихом океане вместо январ­
ского максимума в низких ши­
ротах появляется
апрельский,
а осенний максимум в высоких
широтах сохраняется. В летние
месяцы отмечается южный пере­
нос почти на всех шпротах в Ми­
ровом океане и в отдельных
океанах.
Р и с , 4,16, С е зо н н а я эв о л ю ц и я м ери­
Наиболее детальное исследо­ д и о н а л ь н ы х п о т о к о в т еп л а в С евер­
вание сезонного хода меридио­ ной А т л а н т и к е {10 13 В т ), по [459].
нального переноса тепла предпри­
нято Ламбом в [458, 459], где
используется 200-тысячный массив данных по верхнему 500-метрозому слою, что дало возможность определить скорости изме­
нения энтальпии в верхнем слое. Проблеме анализа сезонных из­
менений внутренней энергии верхнего слоя океана посвящены
также работы [474, 476, 478]. Анализ этих данных позволяет про­
следить причины смены в течение года режимов меридиональной
циркуляции в Северной Атлантике, сезонный ход которой по дан­
ным [459] представлен на рис. 4.16. В зимнне месяцы (январь—
февраль) максимум меридионального переноса располагается ма
50° с. ш. и характеризуется значениями (1,3— 1,7) ■1015 Вт. На
20—30° с. ш. в эти месяцы имеется локальный максимум со зна­
чениями (0 ,8 —~ 1,4) • 10'ш Вт. В марте— апреле происходит выро­
ждение северного максимума и усиление до (1,6 — 2,2)- Ю15 Вт
южного, который смещается в приэкваториальную область на ши­
роты 5— 15° с. В весенне-летние месяцы сохраняется структура
12
Заказ № 13
177
с одним максимумом на 20— 30° с. ш., а в сентябре—октябре до­
стигается абсолютный максимум меридионального переноса тепла
( 2 , 2 — 2,8) • 1015
Вт, располагающийся на широтах 5— 10° с.
В осенне-зимние месяцы происходит резкая перестройка всей
структуры меридиональной циркуляции и на всех широтах Се­
верной Атлантики формируется южный перенос с максимальной
интенсивностью в приэкваториальной области (— 1 ,4 ... 2,2) X
Х 1015 Вт. Сопоставим теперь эту картину с рис. 4.8, иллюстри­
рующим изменения теплового баланса Северной Атлантики в те­
чение года, и рис. 4.17, отражающим сезонный ход скоростей из-
Р и с. 4,17. Ф азо в ы е зав и с и м о ст и голов ого х о д а т еп л о в о го б а л а н с а поверхн ости
и скорости изм ен ен и я эн тал ьп и и в ерхн его с л о я в зо н а х 3 0 — 40 (а ) и 2 5 —
30° с. ш. (б ) в А т л ан ти к е .
менения энтальпии верхнего слоя. Зимний профиль меридиональ­
ного переноса формируется разнонаправленным влиянием тепло­
обмена на поверхности и изменений энтальпии, причем роль теп­
лового баланса — ‘определяющая,
В
марте— апреле перенос
в средних широтах формируется исключительно под влиянием
процессов
на
поверхности. Такая же ситуация отмечается и
обращаются в нуль. Лет-
осенью, когда
ний сезон характеризуется противоположно направленным возопределяющая роль принадлежит
действием
теплонакоплению в верхнем слое. Осенне-зимний минимум форми­
руется под воздействием сильного охлаждения верхнего слоя, не­
смотря на значительную теплоотдачу в атмосферу. На рис. 4.15
приведены
178
фазовые
зависимости
величин
F
Т аб ли ц а i . 13
С р е д н е з о н а л ь н ы е з н а ч е н и я р а з л и ч н ы х к о м п о н е н т о в т е п л о в ы х п о т о к о в д л я С е в е р н о й А т л а н т и к и ( В т / м г) и
соотн о ш ен и я м е ж д у ними
Ш и рота
/“1
Q fi
/"к
Уя
/*}
Че
Qe
Q ff + Q h
/"1
Qe
1
1
о.Е
/
\
i/I
О-в
Qh + Qb
Л
V
Qh + Q
e
Bo
Bo
Qh + Q
Qh + Qe
8,2
3 3 ,4
2 3 ,4
6 0 ,4
4 1 ,6
8 3 ,8
3 1 ,6
9 3 ,8
125,4
0 ,3 4
0 ,3 5
0 ,5 5
0 ,5 0
65— 60
10,6
3 1 ,9
2 4 ,5
6 4 ,6
4 2 ,5
8 9,1
35,1
9 6 ,5
131,6
0 ,3 6
0 ,4 3
0 ,4 9
0 ,4 8
60—55
1 2,4
3 0 ,5
2 5 ,4
7 0 ,6
4 2 ,9
9 6 ,0
3 7 ,8
to i, i
138,9
0 ,3 7
0 ,4 9
0 ,4 3
0 ,4 5
55—50
1 3,9
2 7 ,9
2 7,1
7 6 ,6
4 1 ,8
103,7
4 1 ,0
104,5
145,5
0 ,3 9
0 ,5 1
0 ,3 6
0 ,4 0
50— 45
15,5
22,8
2 9 ,5
7 4 ,7
3 7 ,9
104,2
4 4 ,6
9 7 ,5
142,1
0 ,4 6
0 ,5 1
0 ,31
0 ,3 6
45— 40
1 5,0
2 3 ,7
3 9 ,0
7 5 ,8
3 8 ,7
114,8
5 4 ,0
9 9 ,5
153,5
0 ,5 4
0 ,3 8
0 ,3 !
0 ,3 4
70—65° с.
-
5 6 ,8
7 6 ,7
3 8 ,6
133,4
7 0,1
101,9
172,0
0 ,6 9
0 ,2 3
0 ,3 3
0 ,2 9
2 4 ,7
7 3 ,4
7 9 ,8
3 5 ,9
Ш
,2
8 2 ,6
104,5
187,1
0 ,7 9
0 ,1 6
0 ,31
0 ,2 4
8,8
19.1
8 0 ,2
8 4 ,9
2 7 ,9
165,1
8 9 ,0
3 04,0
193,0
0,86
0,11
0,22
0 ,1 7
1
2 5 ,4
11,2
0
£
!
’О*3’
13,3
35— 30
25— 20
6,8
14,5
7 2 ,5
9 8 ,9
2 1 ,3
174,4
7 9 ,3
1 1 3 ,4
1 92,7
0 ,7 0
0 ,0 9
0 ,1 5
0,12
20— 15
4 ,6
12,8
5 6 ,9
9 9 ,8
1 7,4
156,7
5 1 ,5
112,6
174,1
0 ,5 5
0 ,0 8
0 ,1 3
0,11
15— 10
3 ,3
1 0,7
4 1 ,6
[0 6 ,0
1 4,0
147,7
4 4 ,9
1 1 6 ,7
161,6
0 ,3 8
0 ,0 8
0,10
0 ,0 9
1 0 -5
2 ,4
8 ,9
3 0 ,7
101,9
11,3
132,6
3 3 ,1
110,8
143,9
0 ,3 0
0 ,0 8
0 ,0 9
0 ,0 9
130,9
2 5 ,7
114,4
140,1
0,22
0 ,0 8
0 ,0 7
0 ,0 7
J 3d
5 6 ,4
106,7
163, i
0 ,5 3
0 ,1 8
0,22
0,20
2 4 ,6
4 6 ,5
71,1
5— 0
С еверная
А тлан тика
С еверная
А тлан тика,
и н те гр а л ь н ы е
потоки, 1 0 " Вт
1,8
7 ,4
2 3 ,9
107,0
9 ,2
8 ,5
19,1
4 7 ,9
8 7 ,6
2 7 ,6
3 ,7
8 ,3
2 0 ,9
3 8 ,2
12,0
59,1
h
позволяющие, наряду с рис. 4,8, 4.16, 4.17, определить роль сред­
них широт при различных режимах меридионального переноса
тепла в Северной Атлантике.
В осенне-зимний сезон эту роль можно определить как «раз­
грузочную», когда активное теплоснабжение атмосферы не со­
провождается транспортом тепла в высокие широты. В летние
месяцы «аккумулятивная» роль средних широт связана с накоп­
лением тепла и увеличением энтальпии верхнего слоя. Зимний
сезон (январь— февраль) характеризуется «транзитной» ролью
средних широт, а в марте— апреле происходит смена «транзитной»
роли на аккумулятивную и формируется переходный режим.
В этой связи интересно обратить винмание на работу [143], где
энтальпия верхнего слоя рассчитывалась по локальной безадвектквной модели. Характерно, что при неплохом соответствии рас­
четов [143] результатам Ламба [459] s весенние и летние месяцы
отмечается значительное рассогласование
во все остальные,
что связано, с одной стороны, с локальностью модели к невоз­
можностью воспроизвести в рамках ее адвекцию, а с другой,
с крайне грубой параметризацией теплообмена на поверхности.
Прежде чем перейти к анализу межгодовой изменчивости теп­
лового баланса
и меридиональных потоков тепла, обратимся
к расчетам среднезоЕшльной теплоотдачи в рамках параметриза­
ции (2.75), (2.77), выполненных нами для акваторий Северной
Атлантики и Северной Пасифики по данным с более детальным
(5 x 5 °) разрешением, чем в разделе 4.2. В табл. 4.19, 4.20 при­
ведены среднезональные характеристики энергообмена с атмо­
сферой северных частей Атлантического и Тихого океанов. Они
несколько отличаются от приведенных в табл. 4.4, что связано
с более детальным разрешением н использованием среднемесяч­
ных ежегодных, а не климатических данных. Для этих расчетов
нами использовались массивы ВНИИГМ И—М ЦД и Гидрометцен­
тра СССР за период с 1957 по 1974 г.
Т аб л и ц а 4.20
С редн езон лльн ы е зн ач ен и я р азл и ч н ы х ко м п о н ен то в то п л о вы х по то ко в
д л я с е в е р н о й ч а с т и Т и х о г о о к е а н а ( В т / м а) и с о о т н о ш е н и я м е ж д у н и м и
Ш ирота
Qh + Qe
55° с.
50
45
40
35
30
'25
28
33
54
20
11
72
51
32
2 0 — 55°
31
61
180
43
33
24
37
53
33
51
93
95
Q
81
31
6G
20
Q e + Qe
Bo
50
46
76
0 ,3 8
0 ,3 7
0 ,3 5
0 ,2 9
0 ,1 8
0 ,1 9
0 ,1 3
0 ,1 4
0 ,7 7
0 ,4 4
0 ,3 7
0 ,3 6
0 ,2 7
0,22
105
136
129
90
29
3S
27
17
88
6
43
3
79
82
40
92
13
74
100
102
*
Bn
Q fi + QE
0,22
0,66
0 ,9 0
0 ,7 5
0 ,3 6
0 ,1 9
0 ,1 3
0,21
0,10
0,10
0 ,1 5
0 ,2 6
0 ,3 5
Максимальная теплоотдача в Северной Атлантике соответст­
вует зоне 20—35° с. ш. к осуществляется главным образом за
счет потока скрытого тепла. Максимальные'потоки явного тепла
отмечаются в высоких широтах (50—-70° с. ш.), Оцененная нами
теплоотдача с поверхности всей Северной Атлантики хорошо со­
гласуется с [421, 459], превышая значения в [459] на 12— 15%,
Анализ отдельных компонентов тепловых потоков показывает,
что максимальные сезонные потоки явного тепла отмечаются
в зоне 40— 50° с. ш., а климатические — севернее 60° с. ш. Макси*
мум сезонного компонента скрытого тепла приходится на широты
20—30° с., а климатической — на тропическую область, т. е. ин­
тенсивность климатического компонента теплообмена возрастает
к областям холодильника и нагревателя ПТМ I рода — высоким
и низким широтам. Усредненные по акватории климатические
потоки почти в 2 раза превосходят сезонные, однако доля сезон­
ных потоков в испарении выше, чем в явном теплообмене.
Приведенные в табл. 4.19 соотношения различных компонен­
тов потоков показывают, что истинное соотношение между сум­
марными потоками отличается от традиционного соотношения Бо­
уэна, равного отношению климатических компонентов. Соотноше­
ние сезонных компонентов потоков в средних широтах, как пра­
вило, выше, а южнее 40° с. ш, — несколько шоке, чем климатиче­
ских.
Оценки среднезональпых значений соотношения сезонного и
климатического компонентов суммарной теплоотдачи показывают,
что в среднем по Северной Атлантике более i j->, теплообмена осу­
ществляется за счет сезонного компонента, а в потоках скрытого
тепла доля сезонного компонента достигает 36 %.
Таблица 4.20 характеризует зонально осредненную картину
теплообмена северной части Тихого океана с атмосферой. Мак­
симальные циклические потоки отмечаются в средних широтах,
где они сравнимы с климатическими, а в высоких и низких их
удельный вес падает, наибольшая суммарная теплоотдача отме­
чается в зоне 30— 45° с, ш. и сформирована главным образом за­
тратами тепла на испарение. Максимум последних смещен на се­
вер по сравнению с расчетами других авторов, что, возможно,
связано с тем, что 'мы использовали восстановленные по темпе­
ратуре воздуха и воды значения влажности, поле которой в этом
случае получается подобно температурному. Это приводит к за ­
нижению испарения в тропических широтах.
Межгодовая динамика
среднезональных тепловых потоков
с 1957 по 1974 г. характеризуется табл. 4.21. Межгодовая измен­
чивость среднезональных потоков тепла значительна, при том
что средние для всей акватории Северной Атлантики значения
меняются год от года в намного меньших пределах. Нормирован­
ные на средние средние квадратические отклонения для сезонного
компонента в 2—5 раз выше, чем для климатического. Для тепло­
отдачи с поверхности всей Северной Атлантики это соотношение со­
ставляет 2,5. Изменчивость среднезональных потоков в 2—3 раза
181
радиационного и теплового баланса Северной Атлантики (В т/м 2) и
их межгодовой изменчивости
О(<3я + Qe)
aQ
V-
(А
а Во
а Во
R
13
19
0,7 6
0,43
0 ,1 6
0,004
36
13
18
0,8 9
0,51
0,1 0
0,006
45
И
13
0,83
0,39
0,1 0
0,007
56
9
11
0,7 2
0,41
0,10
0,005
12
19
0,91
0,56
0,0 7
11
18
0,88
0,60
0,0 9
6
13
0,81
0,51
0,0 7
0,002
7
15
0,8 3
0,47
0,06
0,005
9
24
0,79
0 ,3 4
0,03
0,006
10
24
0,7 4
0 ,3 2
0 ,0 3
5
13
0,83
0,4 0
7
13
0,9 3
13
19
0,9 3
17
22
4
9
'
c R
0 ,7
0 ,9
13
1,4
1,6
18
1,5
1,7
13
71
2 ,2
Я,6
tl
0,010
89
3,1
3 ,3
20
0,004
104
3 ,7
3 ,8
20
120
3,2
3 ,7
12
134
2,3
2 ,8
14
147
1,8
2 ,4
24
0,004
158
1,9
2 ,6
24
0 ,0 4
0,002
166
2,1
2 ,5
13
0,2 2
0,0 4
0,001
169
3 ,2
3 ,9
14
0,1 9
0,0 2
0,002
172
2,8
4,1
19
0,80
0,26
0,02
0,001
174
2,9
3,1
18
0,87
0 ,3 6
0,0 2
0,001
130
0 ,8
1,1
8
выше, чем интегральных с поверхности Северной Атлан­
тики. Меридиональная структура изменчивости такова, что рас­
пределение средних квадратических отклонений сходно для сезон­
ного и климатического компонентов. Максимальные относительные
значения флюктуаций отмечаются в высоких и низких широтах,
минимальные — в средних.
Временные ряды различных компонентов теплоотдачи с по­
верхности всей Северной Атлантики, а также для широтных зон
О—20
(тропическая
зо н а ), 20—50 (средние шпроты) н 50—
70° с. ш. (высокие широты) приведены на рис. 4.18. Укажем на
различную структуру межгодовой динамики для сезонного и кли­
матического компонентов, связанную с соответственно цикличе­
скими и трендовыми составляющими. Тренды в климатическом
компоненте имеют первый порядок в тропиках и третий в средних
и высоких широтах, обнаруживая тенденцию к увеличению пото­
ков в 1970— 1974 гг. по отношению к началу ряда, В межгодовой
изменчивости
климатических
потоков преобладают трендовыекомпоненты, а изменчивость циклических носят колебательный
характер. Значения величин
р. = О т (<3я + Qjr)/[o ( .1 1 +
Й = 0 Т ( Q l - l + Qe)/[<j(Q// + Qfi)]i
где о т — средние квадратические отклонения рядов после удале­
ния тренда; а — средние квадратические отклонения исходных ря­
дов (табл. 4.21), показывают, что трендовые компоненты ответ­
ственны за 60— 80 % общей дисперсии климатических потоков и
только за 5—25 % циклических.
Д аж е при таком большом пространственном осреднении, как
иа рис. 4.18, уровень изменчивости климатического и особенно­
сезонного компонентов потоков значительно превышает флюктуа­
ции для всей Северной Атлантики. То есть можно говорить о пе­
рераспределении тепловых потоков между отдельными районами
при малой изменчивости их суммы. Так, например, минимум
1958— 1960 гг. в средних широтах отчасти компенсируется более
высокими значениями в высоких широтах и т. д. Рассчитанные
средиеширотные потоки и интегральная теплоотдача составили
основу для дальнейшей количественной оценки межгодовой ди­
намики интегральных характеристик теплообмена в ЭАО Север­
ной Атлантики.
Существенно разный характер межгодовой изменчивости кли­
матического и циклического компонентов потоков проявляется
и в межгодовых изменениях соотношения потоков явного и скры­
того тепла, которое в рамках параметризации (2.75), (2.77) но­
q
сит более сложный характер, чем отношение Боуэна Во, выпол­
няющееся для климатических
компонентов.
Среднезональные
оценки (табл. 4.21) показывают, что величины соотношения
(2.78) выше традиционного в средних широтах и несколько ниже,.
чем в тропических. Межгодовая динамика величин Во заметна,
183:
и
отношение
сгВо к средним величинам находится на уровне
0,2 — 0,3, а уровень межгодовых функций Во = Q I Q
падает на
порядок, и его можно считать почти постоянным во времени.
h
e
ю № Вт
1960
19В5
1370
1375
Для анализа факторов, формирующих дисперсии
баланса
тепла океана, была исследована межгодовая изменчивость ра­
диационного баланса поверхности, величины которого определя­
лись в соответствии с методикой, изложенной в главе 1 [73, 306],
Таблица 4.21 позволяет сравнить роль радиации и турбулентного
теплообмена в межгодовых изменениях теплового баланса. М еж­
годовая
изменчивость
радиационного
баланса
значительно
184
м ен ь ш е, ч ем и зм е н ч и в о с т ь с у м м а р н о й т е п л о о т д а ч и о к е а н а з а счет
я в н о го н ск р ы т о го т е п л а . С о о т н о ш е н и е o Q j o R и зм е н я е т с я о т 5 — 6­
в с р е д н и х ш и р о т а х д о 12— 3 0 в в ы со к и х и н и зк и х . И н т егр а л ь н о
п о С е в е р н о й А т л а н т и к е м е ж г о д о в ы е ф л ю к т у а ц и и р а д и а ц и о н н о го .
i 0 1 4 BrII
Рис. 4.1В. М е ж г о д о в ы е изм ен ен и я р а з ­
л ич ны х ком понент^.! т е п л о о т д а ч и с по­
верхн ости ш и ротн ы х зо н 0 — 2 0 , 2 0 — 50,
й 0— 70° с. ш. (а.) и осей С еверной A iviaiv
т и к и (б ) ,
б а л а н с а б о л е е чем н а п о р я д о к н и ж е , ч ем и зм е н ч и в о с т ь су м м а р ­
н ой т е п л о о т д а ч и , ч то б л и з к о к о ц е н к а м по д а н н ы м с у д о в погоды
[306]. Д л я а н а л и з а в к л а д а и зм е н ч и в о с т и
облачного
п ок р ов а
в м е ж г о д о в ы е в а р и а ц и и р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а бы л проведен .
в а р и а н т р а с ч е т а с и с п о л ь зо в а н и е м к л и м а т и ч е ск и х с р е д н е м е с я ч ­
ны х зн а ч е н и й о б л а ч н о с т и . С р е д н и е
к в а д р а т и ч е с к и е отк л о н ен и я
п о л у ч е н н ы х так и м о б р а з о м о ц е н о к р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а a R
п р и в е д ен ы в т а б л . 4 .2 1 . В и д н о , ч т о и с п о л ь зо в а н и е п ер ем е н н ы х год
О т г о д а зн а ч е н и й о б л а ч н о с т и п о ср а в н ен и ю с о ср ед н и м и м н о го л е т ­
ним и п о в ы ш а ет м е ж г о д о в у ю д и с п е р с и ю р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а
лиш ь н а 15— 2 0 % , ч то с в и д е т е л ь с т в у е т о т о м , что изм енчивостьо б л а ч н о г о п о к р о в а зн а ч и т е л ь н о м е н ь ш е в л и я е т н а м е ж г о д о в ы е
в а р и а ц и и р а д и а ц и о н н ы х х а р а к т е р и с т и к , ч ем т ер м и ч е ск и е п а р а ­
м етры в о д ы и в о з д у х а .
П о л у ч е н н ы е д а н н ы е о б и зм е н ч и в о с т и т еп л о в ы х и р а д и а ц и о н ­
ны х п о т о к о в п о зв о л и л и о ц ен и т ь д и с п е р с и и т е п л о в о г о б а л а н с а ок е­
а н а , п р о с л е д и т ь м е ж г о д о в у ю д и н а м и к у п р о ц е сс о в п е р е р а с п р е д е ­
л ен и я
эн е р г и и ,
осущ ествл яем ы х
м ер и д и о н а л ь н ы м и
п оток ам и
т еп л а , и ср а в н и т ь р о л и р а д и а ц и и и т у р б у л е н т н о г о о б м е н а в м е ж ­
годов ы х
и зм е н е н и я х
пер ен оса
т е п л а в С ев ер н о й А т л а н т и к е
185
к полюсу. В табл. 4.21 приведены величины теплового баланса и
лх средние квадратические отклонения. Последние практически
равны средним квадратическим отклонениям суммарной тепло­
отдачи, т. е. дисперсия теплового баланса, а следовательно, и ме­
ридиональных переносов тепла почти полностью определяется
изменчивостью тепловых потоков.
Ежегодные меридиональные переносы тепла в Северной Ат­
лантике были нами рассчитаны в рамках (4.25), (4.26) с исполь­
зованием
параметризации
граничного условия (4.27). Выше
(табл, 4.14) приводились полученные нами значения
и харак­
теристики их межгодовой изменчивости.
В табл. 4.22 приведены средние многолетние значения мери­
дионального переноса, рассчитанные нами, и их средние квадра­
тические отклонения, а на рис, 4.19 — средний профиль меридио­
нальных потоков тепла в Северной Атлантике. Полученные значе­
ния несколько выше, чем приводимые в [421, 459], но на 5— 12 %
ниже, чем в [160]. Максимум, равный 1,76- 101ь Вт, располагается
примерно на 15° с. ш., что согласуется с другими авторами. Соот­
ношение переноса через экватор и максимума примерно равно
0,85 (по [159, 1691 — 0,88, по [421] — 0,71). Перенос на 70° с. ш.
меньше максимального примерно в 7 раз (по [160, 421, 459] —
в 10 раз). Это связано с тем, что значения, полученные согласно
(4.27) (табл. 4.14), почти в 3 раза превышает оценку [330], ис­
пользованную другими авторами. Возможно, это связано с тем,
что авторами [330] (см. выше) были использованы весьма разно­
родные данные: прямые инструментальные наблюдения за течепнями, гидрологические разрезы, выполненные для разных проТ л б л и ц а 4.22
П олны е м ери дион альн ы е потоки теп л а н м ери дион альн ы й п ерен ос
т е п л а д р е й ф о в ы м и т е ч е н и я м и (1 0 IS В т ) н х а р а к т е р и с т и к и
их м еж го до во й изм енчивости
Ш и рота
70° с.
65
60
55
50
45
40
35
30
25
оМ
0 ,2 8
0 ,4 0
0 ,5 6
0 ,7 3
0 ,8 7
0 ,0 3
0 ,0 5
0 ,0 7
0 ,0 8
0 ,0 8
0 ,0 8
1,00
10
1 ,1 4
1,31
1 ,4 8
1 ,6 4
1 ,7 4
1,77
1,74
5
1,66
20
15
0
186
М
.
1,51
М
—0 ,0 2
—0 ,0 6
—0 , 1 2
— 0 ,1 6
—0 ,1 8
— 0 ,1 7
0,11
0 ,1 3
0 ,1 5
0 ,2 3
0 ,3 1
0 ,3 2
0 ,3 2
0 ,3 3
0 ,3 3
т
0,01
.
0 ,3 5
0 ,7 9
1 ,(5
1 ,35
оМ
-с
0,01
0,02
0,02
0 ,0 3
0 ,0 5
0 ,0 6
0 ,0 3
0 ,0 4
0 ,0 5
0,11
0 ,1 5
М JM
—0 , 0 2
— 0 ,0 8
— 0 ,1 4
— 0 ,1 6
— 0 ,1 6
— 0 ,1 3
0,01
0,21
0 ,4 5
0 ,6 5
0 ,7 8
-
ливов в различное время. Перенос через пролив Земля
Иосифа— Новая Земля оценивается исходя из водного
Кроме того, контур, через который оценены переносы
лежит в среднем на 5— 8° севернее 70° с. ш. Отметим,
чение, полученное Копровым [158], также превышало
[330].
Францабаланса.
в [330],
что зна­
оценку
Р и с. 4.19. Р а з л и ч н ы е т и п и б е зр а зм е р н ы х п р о ф и л ей м ер и д и о н ал ьн о го переноса
теп л а и С евер н о й А т л а н т и к е (о ), ср ед и н е п р о ф и л и и н те гр а л ь н о го ( / ) и д р е й ­
ф о в о го (2) п е р ен о са (б) , к о р р е л я ц и я м е р и д и о н а л ь н о го п ерен оса на соседних
'
ш и ротах (о ).
Средине квадратические отклонения меридиональных потоков
увеличиваются с севера на юг примерно в 10 раз. Соотношение
минимально в зоне 40— 50° с. ш. (0,08— 0,09) и достигает
максимума (0,20) на экваторе, т. е. трансэкваториальный пере­
нос тепла в Атлантике, составляющий 1,5 - 1015 Вт (по оценкам
[160, 427, 4 59]— (1 ,0 — 1,4) - 1015 Вт) претерпевает значительные
межгодовые изменения. На рис, 4.20 приведены изменения за
18 лет меридионального переноса тепла на разных широтах.
Структура
межгодовой
динамики
меридиональных потоков
а М / М
187
существенно меняется вдоль меридиана. Для высоких широт (45—
70° с. ш.) характерны слабые трендовые изменения потоков.
В средних широтах (25—40° с. ш.)
отмечается преобладание
циклических составляющих в изменчивости, выражена двухлет­
няя цикличность, В низких широтах (0—20° с. ш.) межгодовые
изменения переноса тепла на север максимальны и описываются
полиномом третьего порядка. Характерные кривые межгодовых
изменений д л я этих трех зон приведены на рис. 4,21. На разделе­
ние Северной Атлантики по типам межгодовой изменчивости на
Р и с. 4.20, Э в о л ю ц и я м ер и д и о н ал ьн о го п ерен оса т е п л а и С евер­
ной А тл ан ти к е аа п ери од 19Б7— 1974 гг, ( 10 15 В т ).
Пунктиром показаны меридиональные миграции максимума переноса._
три зоны указывает зависимость от широты коэффициентов кор­
реляции меридиональных потоков на соседних широтах (рис. 4 .1 9 ).
В зонах 4 0 — 4 5 и 2 0 — 25° с. ш. корреляционные связи резко па­
дают. Существенны пространственные смещения максимума ме­
ридионального переноса, который мигрирует в полосе 10 — 25° с. ш.
Иногда могут иметь место два максимума на широтах 5 — 10 и
‘2 0 — 30° с. ш. {19 5 7 , I 9 6 0 , 1961, 1963, 1 973, 1 9 7 4 гг.). Практиче­
ски на всех широтах максимальные потоки отмечались в 1 9 6 9 —
1 9 70 гг., а минимальные — в 1963 — 1964 гг.
Для типизации профилей меридионального переноса они были
приведены к безразмерному виду по формуле
М { =
( M i
—
M
m m ) f
A M ,
где М / ,
— исходное и безразмерное значения, Ммн„ — ми­
нимальное значение, соответствующее М ™ , Д М — диапазон изме­
188
нения величин вдоль меридиана. Безразмерные профили меридио­
нального переноса за 18 лет значимо на уровне 2 а разделяются
на два основных типа (рис. 4.19). Первый характеризуется сме­
щением максимума на 10— 15“ с. ш., резким возрастанием потоков
от экватора к максимуму (Мэ/Ммакс = 0 ,7 5 ... 0,80), резким умень­
шением до 40° с. ш. и ступенью в зоне 40— 50° с. ш., что отвечает
разгрузочной роли тропических
и субтропических
широт
и
<ю№ в т
транзитной роли средних ши­
рот в полосе 40— 50° с. ш.
Второй тип характеризуется
максимумом на 20—25° с. ш.,
медленным увеличением пото­
ков в приэкваториальных и
тропических
широтах
(Л)0/Мнаис = 0 ,8 6 ... 0,95) и мед­
ленным спаданием кривой в
■средних и высоких широтах,
что соответствует транзитной
роли широт 15— 30° с. ш, и раз­
грузочной роли средних ши­
рот, Во втором типе может
быть выделен подтип, характе­
ризующийся двумя максиму­
мами, отрахсающими аккуму­
лятивную
роль тропиков и
субтропиков.
Выделенные типы могут
Ри с. 4,21, К р ш ш с м еж годок о ц изменчи­
быть сопоставлены с анома­ вости м ер и д и о н ал ьн о го переноса тепла
лиями абсолютных значений к С евер н о й А тл ан ти к е д л я различны х
ш ирот.
меридиональных
потоков,
приводимыми на рис. 4.22 и
позволяющими в. целом оценить аномальность меридионального
переноса тепла в Северной Атлантике в отдельные годы. Отрица­
тельные аномалии наблюдались преимущественно в 1958— 1964гг.,
положительные — в 1966— 1970 гг. Отметим, что первому типу без­
размерной кривой соответствуют, как правило, отрицательные
аномалии в средних широтах, а второму — положительные или
по крайней мере тенденция к их Появлению. Наличие двух макси­
мумов меридионального переноса соответствует отрицательным
аномалиям в тропической области.
Для выяснения механизмов меридионального переноса тепла
в Северной Атлантике интересно оценить меридиональную состав­
ляющую переноса тепла дрейфовыми течениями и сравнить их
с суммарными, полученными исходя из теплового баланса поверх­
ности, Расчет переноса тепла дрейфовыми потоками от 10 до
60° с. ш. выполнен в соответствии с формулой (4.9) до «глубины
трения» в предположении равенства ее глубины БКС. Среднеме­
сячные значения вектора тангенциального напряжения были рас189
Рис. 4.22. Е ж е го д н ы е а н ом ал и и
м е р и д и о н а л ь н о го
переноса теп л а а С еверной А тл ан ти к е за период 1957— 3974 гг,
/ — п о ло ж и тел ьн ы е; 2 — о т р и ц а те л ьн ы е ан ом ал и и .
считаны в предположении, что плотность вероятности флюктуа­
ций ветра подчиняется изотропному нормальному распределению
и описывается в рамках модели (2.20), (2.21). Для расчетов нслользованы среднемесячные ежегодные с 1957 по 1974 г. поля
давления и модуля ветра, коэффициент сопротивления С„ выби­
рался с учетом зависимости от устойчивости приводного слоя
[202], причем показано, что с относительной ошибкой менее 7 %
в более чем 95% случаев в (2.20) можно полагать /С = 3,70.
Сравнение расчетов по (2.20) с общепринятой методикой пока­
зало, что учет статистической структуры ветра в 1,6 раза и более
повышает достоверность расчета среднего ветрового напряжения,
а следовательно, и потоков тепла за счет дрейфовых течений. По­
лученные значения дрейфового горизонтального переноса тепла на
север и характеристики их межгодовой изменчивости приведены
в табл. 4.22.
Прежде чем перейти к их анализу, обратимся к результатам
работ [451, 464], где проведено детальное исследование сезонного
хода меридионального переноса тепла дрейфовыми течениями.
В [464] приводится (впервые в мировой геофизике) расчет ме­
ридиональных экмановских потоков тепла с одноградусиым раз­
решением. Максимальные значения в Тихом океане отмечаются
для потоков, направленных на север, на 5° с. ш., а для потоков,
направленных иа юг, на 5° ю. ш. и равны соответственно 5 ,2 5 х
X 10ш и 5,73' 1015 Вт. В Атлантике максимум в Северном полуша­
рии составляет 1,6- 1015 Вт и располагается иа 13— 14° с. щ. Се­
вернее 30° с. ш. и южнее 30° ю. ш. меридиональный перенос тепла
экмаиовскими потоками мал. В сезонном ходе меридионального
экмановского переноса по [464] максимумы отмечаются в зимние
месяцы в приэкваториальных широтах. В мае—сентябре макси­
мум переноса в_ Северной Атлантике смещается на 10— 15° с. ш.
Примерно такова ж е картина и в Тихом океане, однако здесь
в зимние месяцы отмечаются феноменально большие значения
экмановского перекоса на север— до 8* 1015 Вт. Все это застав­
ляет вернуться к проблеме глобального взаимодействия океанов
и задаться вопросом: если в приэкваториальных широтах Тихого
океана существует такой мощный механизм переноса тепла на
север, то какова ж е должна быть интенсивность механизмов, обес­
печивающих интегральный транспорт тепла на юг через экватор?
И второе: почему такие механизмы отсутствуют или слабее вы­
ражены в Атлантике? На рис. 4-.23 воспроизведен сезонный ход
и межгодовая изменчивость экмановского переноса тепла по на­
шим расчетам. Общая картина отражена верно, хотя наши зна­
чения на 25° с. ш. (0,36* 10ш Вт и 5 Св) на 15 % ниже, чем [361,
414], где использовался массив напряжений ветра [463] или д е­
тальные данные по трансокеанским разрезам. В сравнении с ре­
зультатами Левитуса [464] наши значения ниже всего на 20 %,
хотя нами использовались данные с разрешением 5 x 5 ° . В сезон­
ном ходе максимум располагается на 10° с. ш. и составляет
более 2- 1015 Вт в январе и ноябре. Летний максимум выражен
]'Л
слабее и составляет (0,5 — 0,6) • 1015 Вт. Сопоставление профиля
меридионального дрейфового переноса с суммарным (рис. 4,19)
и соотношение М х / М (табл. 4.22) показывают, что роль дрейфо-
Р лс. 4.23. М е ж г о д о в а я (о) к с е зо н н а я (б) и зм ен ч и в о сть д р е й ф о в о г о
п ерен оса теп л а в С еверн ой А тл ан ти к е (1 0 14 В т ).
вого переноса на север весьма существенна в тропических широ­
тах, где М ^ М = 0 ,4 5 .., 0,78, т. е. ветровые потоки, преимущест­
венно ответственны за перенос тепла нз тропической зоны в сред­
1S2
ние широты. Там роль дрейфового переноса значительно ослабе­
ваем на 30—35° с. ш. он сменяет знак, достигая на 40° с. ш. от­
рицательных значений - 0 , 1 6 - 1013 Вт, что менее 15 % суммарного
переноса на этой широте, т. е. в средних н высоких шпротах ме^
ханнзм меридионального переноса тепла определяется в основном
струйными течениями системы Гольфстрим— Северо-Атлантиче­
ское течение. В пользу выводов о роли ветрового переноса гово­
рят исследования в тропической ЭАО [24], не обнаружившие тре­
буемого переноса тепла пограничным Гвианским течением на
север, а также (как мы увидим в следующей главе) то, что про­
странственные смещения среднеширотных ЭАО хорошо коррелируются с типом безразмерной кривой на рис. 4.19: при типе I
отмечается изоляция ЭАО Гольфстрим и Ньюфаундлендской,
а при типе II они смыкаются, тогда как корреляции взаимного
расположения тропической ЭАО и ЭАО Гольфстрим с типом кри­
вой
меридионального переноса не наблюдается. Изменчивость
дрейфовых меридиональных потоков в 3— 8 раз ниже, чем сум­
марных, т. е. несмотря на то, что дрейфовые потоки преимущест­
венно обеспечивают перенос тепла на север в низких широтах,
межгодовая изменчивость меридиональных потоков обусловлена
дисперсиями турбулентного обмена на поверхности.
13
Злкаэ
15
ГЛАВА 5
Пространственная дифференциация процессов
теплового взаимодействия
и энергоактивные области Мирового океана
Рассмотренные в предыдущей главе зонально осредненные ха­
рактеристики энергообмена океана и атмосферы позволили вы­
явить меридиональную структуру теплового взаимодействия и по­
казать принципиально разную роль в этом взаимодействии се­
верных частей Тихого и Атлантического океанов. Мы обнаружили,
что Северная Атлантика является глобальной энерго актив ной
акваторией Земли и сама обладает сложной внутренней структу­
рой взаимодействия с атмосферой благодаря нескольким режимам
меридионального транспорта тепла, определяющим различную
роль средних широт в глобальных процессах. В этой главе мы
подробно остановимся на пространственной структуре процессов
взаимодействия океана и атмосферы. В центре нашего внимания
окажутся очаги взаимодействия — энергоактивные области (в пер­
вую очередь среднеширотные). Их динамика будет рассмотрена
в связи с процессами в крупномасштабных океанских круговоро­
тах, в ходе которых формируются и распространяются аномалии
температуры поверхности океана.
5.1. Амплитудно-фазовые характеристики
годового хода параметров океана и атмосферы.
Пространственная дифференциация роли
регулярного сезонного хода и межгодовых процессов
в общей наменчи вости
Как правило, в понятие годового хода гидрометеорологиче­
ских элементов вкладывается дискретная функция, для которой
отсчеты соответствуют календарным месяцам п которая получа­
ется из многолетнего ряда после усреднения значений для каж­
дого месяца за все годы. Такое толкование существует благодаря
тому, что сезонная изменчивость для большинства элементов яв­
ляется одной из самых заметных в спектре. Однако для деталь­
ного анализа количественных характеристик
сезонного
хода,
в первую очередь амплитудно-фазовых, необходимо проводить ак­
куратную обработку рядов, которая позволяла бы выделять гар­
монические составляющие сезонного хода, а также элементы из­
менчивости (внутригодовой и климатической), не связанные с го134
довымн гармониками. Анализ временных рядов в рамках такого
подхода проведен нами в [172, 175, 212, 213, 215, 266, 274].
Будем исходить из следующей модели временного ряда jc( 0 :
+
(5.1)
где S z(£ )— полигармонический сезонный ход; F ( t ) — межгодовая,
6/! ( t ) — внутригодовая изменчивость. Для сезонного хода будем
полагать
к
(0 — ^ М COS ( № l t
(pj) -|- Р (£),
(5.2)
i —I
где к — число гармоник с периодами, кратными году; A i >
(pi —
амплитуда, частота и фаза соответствующих гармоник; р ( t ) —
невязка, обусловленная представлением S z (0 конечным числом
гармоник. Межгодовая изменчивость F ( t ) представима в виде
суммы трех составляющих:
F ( t ) - P
(t) +
М О (/) + Е р ( t ) ,
(5.3)
где
(0 = a t * + b t + с
(5.4)
— квадратичный полином, описывающий«медленную» детерми­
нированнуюизменчивость
ряда (тренд) с характерными перио­
дами, большими длины ряда;
Р
т
(£) = ^ Л/ cos («,-£ + ф/)
(5.5)
J -i
■
— набор низкочастотных гармоник с периодами до нескольких
лет; ej?(2) — остаточная нерегулярная межгодовая изменчивость,
не вошедшая в комбинацию Р (/) + M G ( t ) . Внутригодовая нере­
гулярная изменчивость в*( 0 представляет собой стационарный
случайный процесс с нулевым средним Мв= 0 и известной корре­
ляционной функцией V?e ( 0 = M E ( t ) s . (^Н-т).
Представление временных рядов в виде (5.1)— (5.5) является
гипотезой, использующей ряд допущений. Помимо «идейного»
предположения о полицикличностн геофизических процессов, на­
зовем здесь гипотезу о стационарности ел ( 0 и гипотезу независи­
мости друг от друга отдельных членов в (5.1). Технология разде­
ления временных рядов в рамках (5.1) — (5.5) подробно изло­
жена в [172, 175, 215, 266]. Здесь мы приведем описание лишь
основных этапов методики.
Задача выделения разномасштабных составляющих, согласно
(5.1), сводится к отфильтровыванню низкочастотной изменчиво­
сти с последующим выделением тренда и проверкой на регуляр­
ность, расчета A i ,
и получение ряда & h . ( t ) как остаточного.
Непосредственный расчет параметров сезонного полугар иониче­
ского ряда предполагает отсутствие смещения со временем сред­
него, поэтому выделение межгодовой изменчивости является пер­
воочередной задачей. На первом этапе производилось сглажива­
M
13*
G
Щ5
ние ряда скользящим средним с периодом 12 и 24 мес. Это позво­
лило получить низкочастотную составляющую F ( t ) . Далее для
f ( t )
методом наименьших квадратов производилась аналитиче­
ская аппроксимация, т. е. находились параметры тренда — измен­
чивости, соизмеримой с длиной исходной реализации, и парамет­
ров регулярных межгодовых колебаний.
На следующем этапе из исходного ряда вычиталась межго­
довая изменчивость, а остаток
подвергался анализу с целью
получения амплитуд и фаз гармоник сезонного хода. Для ана­
лиза использовались несколько отличающихся друг от друга про­
цедур. При первом подходе A t и ср; рассчитывались методом наи­
меньших квадратов, причем исходный набор возможных частот
был расширен, а значимость тех или иных гармоник определя­
лась по дисперсии .остатка. При другом подходе параметры гар­
моник находились из условия
максимального
правдоподобия,
когда несезонный остаток распределен по нормальному закону,
а значимость гармоник определялась по дисперсиям их амплитуд
и фаз. В ряде случаев ряды х * ( t ) исследовались путем построе­
ния спектральных оценок, полосовой фильтрации, а также ис­
пользовался метод фокусирующего множителя, выделяющий скры­
тые периодичности. После определения числа значимых гармо­
ник, расчета
их
амплитуд и фаз строилась аналитическая
эмпирическая модель сезонной изменчивости. После вычитания
этой модели из ряда х*(£) выеделяется случайная часть Z h ( t ) .
При практической реализации изложенной схемы необходимо
решать несколько технологических задач, среди которых глав­
ными являются оценивание параметров статистической модели
ряда, оценка доверительных характеристик, выявление скрытых
периодичностей и цифровая фильтрация.
Схема оценивания неизвестных параметров модели (5.1), та­
ких как коэффициенты полинома а , Ь , с , амплитуды и фазы се­
зонного хода (А,-, ср;) и межгодовых колебаний ( A j , (pj), подробно
излагается в [215, 266], Представим x ( t ) в виде линейной ком­
бинации некоторой системы базисных функций фу(£):
I
х {£) =
av(|5v (^)>
(5.6)
v= 1
где в набор я|\>(/), именуемый базисом, включаются полиномы и
гармоники. Д ля оценивания коэффициентов a v в (5.6) используем
метод максимального' правдоподобия. ФунЕщия правдоподобия
представляется как
L ( x u
. . ., х п\ cti, . . . , а {) = ( 2 k o 2)~' niz X
X
е>ф
|
------ x t -
J
(5 .7 )
где N — число членов ряда; а 2 — дисперсия стационарной случай­
ной последовательности некоррелированных нормально распреде196
ленных величин, представляющих случайные отклонения истин­
ного, ряда от его модели (5.6), Процедура максимализации L при­
водит к системе нормальных уравнений относительно оценок
a v
коэффициента a v из (5.6). По оценкам a t , . , щ строится выбороч­
ная регрессия — кривая, наилучшим образом- приближающая экс­
периментальный ряд относительно метода максимального правдо­
подобия:
i
а-дМОv= 1
x ( t ) =
(5-8)
.
Статистически значимыми могут считаться лишь такие из коэф­
фициентов щ, . . ai, стандартные отклонения
которых
тельно меньше, чем модуль самого коэффициента
a v .
значи­
Схема по­
строения
доверительных
интервалов для ai, . . a t излага­
ется в [252].
В случае анализа гармонических составляющих вместо коэф­
фициентов a v , b v при синусе и косинусе удобнее пользоваться
амплитудами и фазами, которые в рамках представления
х
(0 = av sin ( O v t + й-vcos
= Av cos {av£ + cpv)
равны
■
A %, =
a
J & 1
+
5?;
cpv = arcig ( b v|a v),
(5.9)
и оценивать их доверительные характеристики. В [180] описаны
распределения
амплитуд (распределение Рэлея— Райса) и фаз
гармонического колебания, которыми при некоторых ограничениях
можно пользоваться для оценивания
отношение «сигнал—шум»:
A v
и tpv. Для этого вводится
* = [ (м Л |)/(а =5]гЛ]” \
(5.10)
где
N
SjAv =
.
^ ф» (^;)
!= 1
(^;)
(5-11)
—: матрица системы уравнений, получаемой при максимализации
(5,7). Согласно точным выборочным распределениям
при
х->0
при
я
—
у
со
D A V
D A V
[(2 - я/2) — (1 + л/4) к2];
о'5,Т%
) [ 1 — 1/(2.V2) ] ,
(5.12)
(5,13)
197
где
— диагональные элементы матрицы S
фазы имеем:
при м-*-0
/> ф -^ я а/3 —
/ (оо) = I, а = 8,389,
у-
Для дисперсии
д/2я;
1,811;
Теперь при произвольных к
,£MV=
o2S7 v/(*);
Д ф = /(* ),
(5.17)
причем оценки (5.17) отклоняются от точных оценок не более
чем на 5 % [266].
При анализе гармонического состава регулярного сезонного
хода, как правило, предполагается, что частоты гармонических
базисных функций известны априори. При решении задачи отыс­
кания скрытых периодичностей (например, межгодовой изменчи­
вости) необходимо провести «сканирование» по частотам в неко­
тором диапазоне [215, 266]. Прослеживая «отклик» амплитуды
данной гармоники на изменение частоты, можно установить по­
ложение главных максимумов спектра. Процедура «сканирования»
по частотам отличается от задачи разложения в ряд Фурье тем,
что период искомого компонента
не
навязывается
заранее,,
а определяется в процессе сканирования, причем жестких ограни­
чений на предельные частотные границы оцениваемых, гармоник
не накладывается. Критерием, определяющим предельно большие
периоды оцениваемых гармоник, является их статистическая до­
стоверность (дисперсия оценок амплитуд). Методом сканирования'
удается не только установить положение главных максимумов,
но и изучить тонкую структуру спектра вблизи них [215], а пер­
вую очередь вблизи годового максимума.
Для решения задачи разделения рядов на внутри- и межго­
довой компоненты и для выделения сезонных составляющих ис­
пользуется цифровая фильтрация с применением весового филь­
тра Тьюки н полосового «колоколообразного» фильтра [212, 213,
215]. Подробный обзор методов фильтрации дается в [200]. Для
выделения низкочастотных составляющих применялся квазиоптимальыый фильтр Тыоки с весовой функцией
198
и частотной характеристикой
D /,л _
.
s ~m [ЛСД (2М + 1))
я г .> (2 М +
1).
1
1 — fw ( 2 М +
1 )]*
'
Для выделения гармонических составляющих в заданной полосе
частот использовался полосовой «колоколообразный» фильтр [215]
с весовой функцией
где А — целое число, п частотной характеристикой
R (м) = е х р [—2л (тМ — 1}г] + ехр [~-2л (т/14 + 1)й].
Полосовая фильтрация может быть использована для анализа
процессов модуляции .гармоник годового хода и эффектов нели­
нейного Взаимодействия межгодовых н сезонных колебаний.
Перейдем к описанию результатов анализа амплитудно-фазо­
вых характеристик параметров океана к атмосферы [26, 212, 214,
215, 274], где использовались данные с 5-градусным разрешением
в северных частях Атлантического и Тихого океанов за периоды
18—32 года, а также архив данных о давлении п температуре иа
изобарических поверхностях Северного полушария за 18-летний
период с разрешением 5X10°.
На основе упомянутых выше данных п подхода к разделению
изменчивости па сезонную, межгодовую и внутригодовую измен­
чивость были рассчитаны усредненные значения по 5-градусиьш
зонам Северной Атлантики от экватора до 65° с. ш. дисперсий
сезонной, межгодовой н внутригодовой изменчивости в темпера­
туре воды, температуре и влажности воздуха, скорости ветра и
атмосферном давлении, а также в изменчивости уровня океана.
Указанные дисперсии всех параметров (кроме уровня) определя­
лись для каждого 5-градусного квадрата и затем усреднялись
по широтной зоне. Изменчивость уровня отдельно рассматрива­
лась по западному и восточному побережью. А при ее зональном
усреднении использовались характеристики уровня на островных
станциях (о, Исландия, Бермудские, Азорские острова и о-ва З е ­
леного Мыса). В первую очередь представляет интерес зонально
осредиенная картина изменений вклада отдельных составляющих
в общую дисперсию. Меридиональная изменчивость дисперсии
каждого упомянутого параметра представлена иа рис, 5.1 сле­
дующим образом. На каждой широте общая дисперсия принима­
лась за 100 % и определялись в процентах межгодовая (площадь
1S9
го д о ао й (М ) со ст ав л яю щ и х и зм ен ч и в о сти терм оди н ам и чески х
х а р а к т е р и с т и к о к е а н а и а тм о сф ер ы , в п роц ен тах к исходной
ди сперсии.
между осью абсцисс и нижней кривой), сезонная (площадь между
нижней и верхней кривой) и внутригодовая
(площадь между
верхней кривой и прямой, параллельной оси абсцисс и соответ­
ствующей 100% ) дисперсии. То есть указанные графики показы­
вают относительную долю межгодовой, сезонной п внутригодовой
изменчивости по широтным зонам северной части Атлантического
океана.
На дисперсию сезонной изменчивости в среднем от экватора
до 70° с. ш. в северной части Атлантического океана приходится
в температуре воды 93,5 %, в температуре воздуха 93,8 %, в ско­
рости ветра 62 %. в изменчийости уровня 52 %, в атмосферном
давлении 36% , в изменчивости влажности воздуха 87%.
При общем рассмотрении этих графиков обращает на себя
внимание качественно разное изменение по широтам сезонной из­
менчивости у тепловых и динамических характеристик. Дисперсии
сезонной составляющей температур воды и воздуха, как и сами
амплитуды сезонного хода, имеют максимум (до 95% ) в средних
широтах, а соответственно межгодовая и внутригодовая состав­
ляющие минимальны. Отличная картина в динамических харак­
теристиках атмосферы (ветер) и океана
(уровень).
Именно
в средних широтах происходит резкое уменьшение доли сезон­
ных — регулярных составляющих изменчивости — и резко воз­
растает, становясь преобладающей, внутригодовая — нерегуляр­
ная изменчивость, Если бы использовались не усредненные за
месяц, а более частые во времени наблюдения, естественно ожи­
дать, что относительный вклад
внутригодовых
составляющих
стал бы еще большим. Д алее к высоким широтам доля внутри­
годовой изменчивости в динамических показателях убывает. Та­
ким образом, средние широты, где, с одной стороны, наиболее
сильно проявляются сезонные тепловые колебания, а с другой
стороны, наиболее активны нерегулярные внутригодовые (по-ви­
димому, синоптические) флюктуации как для атмосферы, так и
для океана, представляют собой наиболее сложную для опреде­
ления потоков тепла зону. Здесь особое внимание надо уделять
типизации и параметризации процессов подсеточных масштабов
для того, чтобы правильно описать даж е сезонный ход потоков
тепла.
Само по себе то, что внутригодовая изменчивость в динами­
ческих полях по энергиям становится преобладающей, говорит,
с одной стороны, о сложности выделения средних полей н средних
кв аз ист аци ои арн ых движений, а с другой, заставляет задуматься
о смысле относительно слабых средних переносов на фоне интен­
сивных вихревых и волновых механизмов транспорта.
Доля нерегулярной внутригодовой изменчивости, оставаясь
преобладающей в средних широтах, может заметно меняться от
года к году. Поэтому предположения о существовании стационар­
ных движений в средних широтах иосят условный характер и,
следовательно, в средних широтах можно ожидать наибольшей
изменчивости транспорта тепла в водах океана из низких широт
201
в высокие. А это говорит о высокой информативности наблюде­
ний за динамикой океана в средних широтах, о том, что изменчи­
вость либо отдельных составляющих, либо их отношений может
служить информативным предиктором как для процессов пере­
распределения тепла в толще вод океана, так и для определения
формирования областей аномальных потоков тепла в атмосферу.
Из этих же графиков можно получить представление о соот­
ношении дисперсий внутригодовой и межгодовой изменчивости.
Для тепловых полей эти изменчивости тесно коррелируют. Вну­
три- и межгодовая изменчивость возрастают от средних широт
как к низким, так и к высоким широтам. Сама эта скоррелированкость представляет интерес, так как говорит о некоторой це­
лостности климатической системы, в которой с повышением уровня
202
низкочастотной изменчивости возрастает интенсивность высоко­
частотных нерегулярных флюктуаций.
Переходя к анализу пространственной дифференциации вклада
отдельных составляющих изменчивости в общую дисперсию, об­
ратимся в первую очередь к температуре воды. Карты дисперсий
сезонной изменчивости и ее.отнош ение к дисперсии исходных
so
ео
40
го
о
Р и с . 5.2. Д и сп е р с и и р е гу л я р н о г о
с езо н н о го
х о д а ( а ) , н е р е г у л я р н о й в н у т р и го д о в о й (5 ) и
м е ж г о д о в о й (е ) с о с т а в л я ю щ и х и зм ен ч и вости
т е м п е р а т у р ы п о в е р х н о с ти вод ы в С еверн ой
Атлантике.
1 — абсолютные
в к л ад
значения
и
дисп ерси ю
2 — процентный
и сходн ы х
р яд о в.
рядов приведены на рис. 5,2 а, 5.3 а. В среднем на сезонный мас­
штаб приходится 94 % дисперсии исходных рядов для Атлантики
и 91 % для Тихого океана. Максимальных относительных значе­
ний (до 96— 98 %) дисперсия сезонной изменчивости достигает
в центрах субтропических океанских круговоротов, где мини­
мальна роль адвективных факторов. Минимальные относительные
значения дисперсии сезонной изменчивости приурочены к фрон­
тальным зонам, краевым областям (Тихий океан), а также тро­
пическим и приполярным районам. Спектральный состав сезон­
ной изменчивости также неоднороден по пространству. Главный
вклад в сезонный ход вносит годовая гармоника, на кото­
рую в центрах океанских круговоротов приходится более 95%
дисперсии исходных рядов. Именно такой простотой спектраль­
ного состава изменчивости в центрах океанских круговоротов
объясняется успешная применимость к ним весьма простых одно­
мерных моделей верхнего слоя океана.
В умеренных я приэкваториальных широтах существенной ста­
новится полугодовая гармоника. В среднем по Северной Атлаи203
Рис. 5.3. Д и сперсии р е гу л я р н о г о сезо н н о го х о д а ( а ), н ер егу л яр н о й
внутригод овой (б ) и м е ж г о д о в о й (в ) с о ст ав л я ю щ и х и зм ен ч и вости
т ем п ер ату р ы п оверхн ости а северн ой ч асти Т и хого о к еа н а .
/ —
абсолю тны е
зн ач ен и я
[ ( ° С ) 5] ;
2 — процентны й
рядов.
в к л ад
а
дисперсию
исходны х
тике иа нее приходится 3 % дисперсии исходных рядов, а в от­
дельных районах — до 10 %; для северной части Тихого океана —
3 и 9 % соответственно. Данные о вкладах в дисперсию исходных
рядов основных составляющих для характерных районов Атлан­
тического и Тихого океанов приведены в табл. 5.1, 5.2.
Существует ряд районов в Тихом океане, где значимы колеба­
ния с периодом 3 и 4 мес, приуроченные, как правило, к фрон­
тальным и эн ер го активным областям. В Атлантике район распро­
странения 4-месячных колебаний приурочен к Ньюфаундлендской
энергоактивиой области. Фактором, подтверждающим их регуляр-
Рис. 5.4, В р е м е н н а я -и зм ен ч и вость с о с т а в л я ю щ и х сезо н н о го х о д а в районе
с у б ар к т и ч ес к о го ги д р о л о ги ч е ск о го ф р о н т а (40" с, ш ., 145° в. д.) в сев ер кой
ч асти Т и х о го о к е а н а .
1 — годовая;
2 — полугодовая;
3 — четм рехм есячпая;
4 — грех м есячная
гарм он и ка.
ность, служит периодическая коррелируемость на этих частотах.
Выделение полосовой фильтрацией 12-, 6*, 4- и 3-месячных
колебаний выявило интересную закономерность. Чем выше ча­
стота, тем относительно сильнее изменяется со временем ампли­
туда колебаний (рис, 5.4). Если годовая гармоника имеет флюк­
туации амплитуды около 10% , полугодовая — до 40% , то 4-ме­
сячные колебания могут менять свою амплитуду на 80% .
Карта дисперсии D № и ее отношения к дисперсии исходных
рядов для Северной Атлантики приведена на рис. 5.2 б, 5.3 б,
Минимальные значения -Dur [менее ОД (°С)а] наблюдаются в ло­
кальной зоне к югу от Исландии и в обширной области субтро­
пического антициклоничсского круговорота, в его западной и
юго-западной периферии. Повышенные [более 0,2 (°С)2] значе­
ния DaT отмечаются вдоль юго-восточного побережья Северной
20fj
206
Таблица 5.1
Р а с п р е д е л е н и е э н е р г и и р а з и о м а с ш т а б н ы х с о ст а в л я ю щ и х и зм ен ч и в о ст и т е м п е р а т у р ы в од ы д л я р а з л и ч н ы х
районов Северной Атлантики
Р ай о н
.
^иходная
-^сезонная
D годовая
5,06
5,89
4,77 (84,3 Й)
4,62 {91,3 * )
0,15 (3,0 S6)
0,19 (3 ,7 %)
0,10 (2,0 %)
5,58 (94,7 %)
5,42 (92,0 %)
0,16 (2 ,7 %)
0,20 (3,4 94)
3
2,33
3,40
2,02 (86,7 96)
3,08
1,89 (81,1 94)
0,13 (5,6 Я )
0,17 (7,3 96)
0,21
4
6,12
3,40
5,86 (95,8 %)
3,08
5,58 (91,2 96)
0,28 (4,6 К )
5
11,94
5,08
11,59 (97,0 9Й)
4,75
11,49 (96,2 %)
0,10 (0 ,8 %)
6
13,40
9,56
12,81 (95,6 %)
9,14
12,11 (90,4 96)
0,53 (4 ,0 Ж)
7
9,84
6,99
9,31 (94,6 %)
6,69
9,09 (92,4 %)
0,12 (1.2 % )
0,17
0,21
0,21
0,21
0,39
0,28
0,29
0,19
0,11
0,14
0,11
0,09
0,11
0,14
0,12
0,20
0,14
0,24
0,11
8
0,88
1,16
0,72 (81,8 %)
0,95
0,70 (79,5 9S)
0,02 (2,3 56)
0,£0 (11,4 К )
0 ,14
0,06 (6 ,8 S )
0,07
9
4,66
4,60
4,54 (97,4 %)
4,26
4,49 (96,4 %)
0,05 (1,0 Ж)
0,08 (1 ,7 96)
0,16
10
2,12
2,16
1,77 (83,5 56)
0,95
1,66 (78,3 %)
0,11 (5,2 %)
0,24 (11,3 S6)
0,14
0,04 (0 ,9 %)
0,08
0,11 (5 ,2 %)
0,07
I
2
^мг
Пшг
£ полугодовая
(2,8 %)
(1 ,8 9S)
(2 ,9 94)
(3 ,0 96)
■
(1,9 %)
(6,0 %)
(1,5 96)
(1,2 96)
(1,5 96)
(2 ,4 %)
П р и м е ч а н и е . В т а б л и ц е у к азан ы д и с п е р с и и в (°С )2. в с к о б к а х — п р о ц ен т ы о т д и сп е р с и и исходн ы х р я д о в . С н и зу —
с р е д н и е зн ач ен и я д л я данной ш и р о т н о й п о л о сы . Н о м е р а р а й о н о в : 1 — в с я а к в а т о р и я ; 2 — а к в а т о р и я м е ж д у 20 и 55° с, ш .;
3, 4 — Н о р в е ж с к о -Г р е н л а н д с к а я Э А З О ; 5 — С е в е р н о е м о р е; 6 — Н ь ю ф а у н д л е н д с к а я Э А О ; 7 — Э А О Г о л ь ф с тр и м ; 8 — Т р о ­
п и ч е с к а я Э А О ; 9 — ц е н т р с у б т р о п и ч е с к о г о а н ти ц и к л о ни чес к о го к р у г о в о р о т а ; 10 — рай о н п о б е р е ж ь я З а п а д н о й А ф р и к и .
Таблица 5.2
Р а с п р е д е л е н и е э н е р г и и р а з н о м а с ш т а б н ы х с о ст а в л я ю щ и х и зм ен ч и в о ст и т е м п е р а т у р ы в о д ы д л я р а зл и ч н ы х
р а й о н о в с е в е р н о й ч асти Т и х о г о о к е а н а
Район
■^исходная
1
7,35
2
^годовая
&пог: угодовал
^?Вг
U мг
6,70 (91 %)
6,44 (87,6 %)
0,21 {2,9 %)
0,40 (5,5 %)
0,26 (3 ,5 56)
25,10
22,59 (90,0 К )
22,18 (83,4 %}
0,41 (1 ,6 %)
1,63 (6,5 » )
0,88 (3,5 %)
3
П ,57
11,03 (96,3 96)
10,87 (93,9 %)
0,11 (1,0 56)
0,38 (3 ,3 К )
0,16 0 , 4 %)
4
8,69
7,65 (88,0 №)
7,33 (84,3 %)
0,32 (3 ,7 %)
0,61 (7,0 %)
0,43 (5 ,0 %)
5
5,81
4,68 (80,6 К )
4,46 (76,83 %)
0,16 (2,7 S )
0,63 (10,8 %) ■
0,50 (9,0 %)
6
1,98
1,68 (84,9 %)
1,66 (83,8 %)
0,01 (0,3 %)
0,21 (10,6 %)
0,09 (4,5 %)
7
12,00
11,29 (94,1 %)
1,05 (8,8 %)
0,40 (3 ,3 %)
0,31 (2 ,6 !□}
8
3,50
3,08 (88,0 %)
0,10 (2 ,9 Й)
0,32 (9,1 56}
0,10 (2,9 %)
^сезонная
10,24 (85,3
2,97 (84,9 SS)
П р и м е ч а н и е . В та б л и ц е ука за н ы д н с и е р с и н в (°С )5. В с к о б к а х — п р о ц е н т ы о т д и с п е р с и и исходн ы х р я д о в . Н о м е р а
р ай он ов: 1 — в с я а к в а т о р и я ; 2 — су б п о л яр н ы й г и д р о л о ги ч е с к и й ф р о н т ; 3 — Э А О К у р о с н о ; 4 — А л я с к и н с к а я Э А О ; 5 — К а л и ­
ф о р н и й с к а я Э А О ; 6 — Г а в а й с к а я Э А О ; 7 — ц е н т р ал ь н ы й рай о н о к е а н а (40° с. ш ., 165° з. д.); 8 — ю г о -за п а д н а я ч а с т ь а к в а т о ­
р и и (201—25° с . ш „ 130— 140° в. д .).
Америки от Мексиканского залива до Лабрадора, к югу от Грен­
ландии, у берегов Исландии, в Северном море, у западного по­
бережья Африки, причем максимальные значения [более 0,5 (°С )а]
локализованы в виде очагов по северо-западной периферии оке­
ана. В целом пространственное распределение D w соответствует
распределению
дисперсии
исходных рядов. Для большинства
районов отношение дисперсий внутригодовых аномалий к исход­
ной дисперсии составляет менее 5 %, и только в северо-западной
и южной частях акватории океана, где сезонный ход ослаблен,
эта величина превышает 10 %, а в приэкваториальных областях
может даже достигать 50 %.
Максимум дисперсии внутригодовых флюктуаций температуры
поверхности в северной части Тихого океана отмечается в рай­
оне субполярного гидрологического фронта и составляет 6,5 %
общей дисперсии колебаний температуры в районе фронтальной
области. Сопоставление показывает, что в северной части Тихого
океана дисперсия внутригодовых аномалий в 2—3 раза выше, чем
в Северной Атлантике.
Межгодовые колебания, обладая наименьшей дисперсией по
сравнению с рассмотренными составляющими, даю т вклад в дис­
персию исходных рядов в среднем для Северной Атлантики около
2 %, для северной части Тихого океана более 3,5 %, что по срав­
нению с внутригодовыми аномалиями составляет соответственно
Vs и */«■
На рнс. 5.2 в представлена карта £>мг дисперсии межгодовой
изменчивости для акватории Северной Атлантики. Наибольшие
значения [до 0,6 (°С)2] наблюдаются у берегов Северной Америки
и в зоне Гольфстрима, причем область повышенных значений
протянулась по прямой линии от Ньюфаундленда до Исландии.
Локальные максимумы расположены также к западуотА ф рикан­
ского побережья и в Северном море. Четко выраженная зона ми­
нимума D w наблюдается в центре субтропического антнцикломи­
ческого круговорота, где отношение к дисперсии исходных рядов
менее 0,05% . В среднем же по акватории, за исключением се­
верных и южных райоиоо, это отношение составляет 1—5 % •
Максимальные абсолютные значения
в северной части
Тихого океана отмечаются (рис. 5.3 б) в районе субполярного
гидрологического фронта [0,88 (°С )2] и Калифорнийской ЭАЗО
[0,50 (°С)2].
'
Согласно (5.4) производились оценки трендов как составляю­
щей части межгодовой изменчивости. Тренд представляется как
главное основное движение неколебательного типа на протяже­
нии значительного периода времени. В качестве тренда могут вы­
ступать долгопериодные колебания с периодом, большим длины
исходной реализации. Подробный анализ трендовой составляю­
щей для Северной Атлантики приводится в [274]. Отметим только,
что в среднем по акватории на тренд приходится 20—30 % дис­
персии межгодовой изменчивости и лишь в отдельных районах —
до 60% - В Тихом океане (где исходные ряды наблюдений почти
208
в два раза длиннее) в среднем на тренд приходится 10—20 %
дисперсии межгодовой изменчивости, а остальная часть энергии
распределена между регулярными и нерегулярными межгодовыми
колебаниями температуры поверхности океана. Повышенная трен­
довая изменчивость по сравнению с центральными районами оке­
ана отмечается в прибрежных областях и в зонах фронтов. В се­
верной части Тихого океана удалось кроме трендов получить д о ­
стоверные оценки многолетних колебаний с периодами шесть,
восемь и десять лет (рис. 5.5). Оценивание амплитуд гармоник
в заданном диапазоне подобных периодов проводилось с помощью
метода, основанного иа принципе максимального правдоподобия.
П унктиром
отм ечен а
н ач ал ь н ая
ф а за
в
го д ах
о т
ян вар я
г.
Пунктирная линия соответствует среднему квадратическому от­
клонению амплитуды гармоники для каждого подобного периода.
Из рис. 5.5 видно, что в районе полярного фронта значимыми
оказались колебания с периодами 10 и 6 лет; в центральной ча­
сти океана значимой оказалась одна 8-летняя гармоника, ампли­
туда которой составила 0,6 °С.
Колебания с периодами 6 и 10 лет охватывают примерно оди­
наковые районы, локализуясь в северо-западной и юго-восточной
частях исследуемой акватории {рис. 5.5). Колебания с амплиту­
дами, большими 0,8°С для 6-летнего и более 1,1 °С для 10-лет­
него цикла, отмечаются в северо-западной части Тихого океана
в зоне холодного Курильского течения.
Дисперсия межгодовых регулярных колебаний в среднем по
акватории северной части Тихого океана составила 35 % диспер14
1;пкпз № IS
209
сии межгодовой изменчивости, а в , районе полярного фронта —
45 %■
Мы уж е отмечали, что на всей акватории Северной Атлан­
тики севернее 10° с. ш, преобладающей в изменчивости темпераао
so
40
зо
о
8 0
60
ЛО
30
О
so
во
40
ао
о
Рис, 5.6, Параметры гармоник сезонного хода
Антлай
а —ф а з а годоиоЛ г а р м о н и к и , г с у т к а х о т 1 я н в а р я ;
моник. % ;
а — ам пли туда
полугодовой
гарм он ики;
туры воды является годовая гармоника. Максимальные значения
Ат (до 7°С ) отмечаются в зоне Гольфстрима. Локальные мак­
симумы располагаются в Северном море (до 5°С ) и у западного
побережья Африки (до 3 °С ). Фазы годовой гармоники
(рис. 5,6 а) распределены по акватории достаточно равномерно:
210
разность максимума и минимума соответствует сдвигу примерно
45 сут. Локальные минимумы ф^Гщ,) отмечаются к юго-востоку
от о. Ньюфаундленд и в тропических областях, Практически по­
всеместно, за исключением Мексиканского залива и отдельных
температуры поверхности океана в Северной
тике.
6 — отнош ение
г —
Ф аза
ам п л и ту д
полугодовой
п олугодовой
гарм он и ки ,
н годовой гар п м есяц ах ,
районов экваториально-тропической области, значимы н полуго­
довые колебания температуры воды. Амплитуды н фазы [Ав,
ф в (7 \в )], а также отношение AajAiZ в процентах представлены на
рис, 5.6 б —г. Максимальные значения отмечаются в районе Нью­
фаундленда (до 15°С ), Норвежском море (до 0,9 С ), Гвиней14*
211
ском заливе (до 1,0°С). Отношение
в среднем по акватории
составляет 15—25 % с максимумами и минимумами в высоких
и низких широтах, Фаза полугодовых колебаний
гораздо более
изменчива, чем годовых. В южной части акватории Северной Ат­
лантики отмечаются сдвиги, соответствующие полному полугодо­
вому периоду. Уменьшение
(рис. 5.6 г) соответствует вра­
щению вокруг точки амфидромии по часовой стрелке и совпадает
с направлением переноса в субтропическом антицикломическом
круговороте. Это говорит в пользу адвективной гипотезы генезиса
полугодовых колебаний [274].
На рис. 5,7 приведены карты пространственного распределе­
ния амплитуд и фаз первой и второй гармоник годовых колебаний
температуры воды, воздуха и атмосферного давления для север­
ной части Тихого океана по [212]. Максимумы амплитуд годовой
гармоники Тт отмечаются в с у б т р о п и ч е с к и х и умеренных широтах,
достигая абсолютных максимальных значений (6—7°С) у восточ­
ного побережья Японии. На рис. 5.7 в кружками обозначены по­
ложения центров алеутского минимума и гавайского максимума.
Максимальные годовые колебания атмосферного давления наблю­
дается в областях между центрами действия атмосферы, причем
абсолютный максимум достигается в районе зимнего расположе­
ния алеутской депрессии, имеющей в это время двухъядерную
структуру. Амплитуды годовых колебаний температуры воздуха
уменьшаются по направлению от границы океан— континент
к центральным районам океана. Минимум амплитуды темпера­
туры воздуха на 130° з, д. соответствует зоне «чисто» океаниче­
ских условий в приводном слое атмосферы, где амплитуды годо­
вых колебаний температуры поверхности
океана
превышают
амплитуды температуры воздуха. На акватории северной части Ти­
хого океана выделяются два основных центра, по направлению
к которым распространяются изофазы годовых тепловых волн
в атмосфере и в океане: северо-западный (40° с. ш., 165° в. д.)
и юго-восточный (20° с. ш., 130° з. д.). В восточных районах Се­
верной Пасифики годовая волна в температуре воздуха распро­
страняется от континента по нормали к береговой линии, а в тем­
пературе воды — вдоль берега с севера на юг. Пространственный
анализ изофаз годовых колебаний давления (рис. 5.7 в) позво­
ляет увидеть смещение гребня давления от центральных районов
океана к континентам.
Максимумы амплитуд полугодовых колебаний температуры
поверхности океана отмечаются южнее Алеутских островов
(40° с. ш., 165° з, д.) и превышают 1,5°С. Наибольшие ампли­
туды шестимесячной гармоники в температуре воздуха приуро­
чены к границам океанов и континентов. В распределении фаз
шестимесячной гармоники температур воды, воздуха и давления
имеются существенные различия (рис. 5.7 а— в). Если распро­
странение гребня полугодовой волны в температуре воды повто­
ряет распространение годовой, то гребни воли в температуре воз­
духа расходятся из центральной части умеренных широт. Вдоль
212
Рис. 5.7, Амплитуды .(X) и фазы (мес) годовых колеба­
ний температуры поверхности океана (о), температуры
атмосферы (б), давления у поверхности (е).
/ — ам п ли туд а; 2 —
б алий
тем ператур*!
фази;
•?— р а з н о с т ь а м п л и т у д
годовы х колеповерхности
океан а и ам п ли туд
годовы х
колебаний в атмосфере*
180° в. д, располагается фазовый фронт, разделяющий приводную
атмосферу над Тихим оканом на области с колебаниями полуго­
довой гармоники в противофазе. Изофазы полугодовых колеба­
ний атмосферного давления распространяются с северо-западной
во
во
во
60
4о
40
ао
20
о
о
Рис. 5.8. Пространствен пое распределен tie ам­
плитуды (им) (а) и начальной фазы от 1 ян­
варя (б) годовой гармоники уровня в Север­
ной Атлантике.'
части Тихого океана радиально в юго-западном и юго-восточном
направлениях. Зона максимальных амплитуд шестимесячных ко­
лебаний Р а локализована в северо-западной части Тихого океана.
Вне этой зоны полугодовые колебания давления близки к проти­
вофазным по отношению к колебаниям внутри этой зоны.
.2 1 4
Анализ сезонных колебаний уровня крайне осложнен из-за
слабой освещенности уровненными данными районов открытого
океана, В работах [260, 261] использованы данные более чем
200 самописцев уровня из каталога [485], данные работ [466, 493,
589] и расчетные значения в области открытого океана
[407].
Сравнение амплитуд и фаз, полученных по расчетным данным,
с инструментально измеренными дало максимальные различия до
15 % для фазовых и до 9 % для амплитудных характеристик.
Максимальные амплитуды годовых колебаний повсеместно при­
урочены к береговым районам (рис. 5.8, 5.9). Локальные макси­
мумы приурочены к району Азорских островов и Саргассова моря
в Атлантике и к району юго-восточнее Гавайских островов в Ти­
хом океане. Значительные амплитуды годовых колебаний уровня
на востоке Азиатского и Американского Атлантического побе­
режья связаны с действием зимнего муссона, причем максимум
годовых колебаний уровня достигается здесь в конце лета. Коле­
бания уровня у восточных берегов океана в северных широтах и
у западного берега в тропических широтах обусловлены сезонным
изменением рехшма зональных течений, связанных с действием
западных ветров и пассатов. При этом типе амплитуды колеба­
ний уровня в краевых областях океанов достигают свыше 10 см.
Рассчитанные для центральных областей океанов уровни пред­
ставлены средиесезоннымн значениями [407] rjt, г)И, t j 3, ^4. Для
оценки фазы по этим данным, следуя [263], будем полагать для
временного хода уровня г| (t) = Л Цcos (ю£+фт]), где <рп отсчиты­
вается от 1 декабря. Для среднесезонных значений будем иметь
J А.ц cos (t + фч) dt;
И, =
2
Л5 = -|г
[ Л cos (t + (p„) dt\
% =
■ j Л Т1cos (t -1- (p„) dt;
i]4 = -§- \ A „ cos
+ <p^) dt.
причем априорно известно, что
J А ц c o s (f + фтО d t = 0; "Л, + T|a + tij + % = 0.
о
Раскроем правую часть интегральных соотношений:
[sin (я/2 + фч) — sin фт,] — т|,л/2;
А п [sin (л + <р.„) — яГп (я/2 + фп)] = riEn/2,
и сложим эти равенства:
А,ч(—2 sin q g
= я (т), + %)/2.
(5.18)
Аналогичным образом легко получить
А , (—2 cos ф,,) = я (% + riP)/2.
(5.19)
215
Рис. 5.9 . П р о с т р а п е т п е ш ю е расп ред ел ени е ам п л итуд ы (м м ) (п ) и н ачал ь­
ной фазы о т 1 я н в а р я (б ) го д о в о й га р м о н и к и уровня в Т и х о м о ке а н е .
Разделив выражения (5.18) и (5.19), находим:
,p™ " arcte ( - ^ r f - ) ± 6'>.
(5'20)
где б принимает значения 0 пли 1. В случае наличия только
годовой волны в колебаниях уровня, ее фаза определялась бы
из (5.20) без привлечения гц. Однако в ряде районов полугодо­
вые колебания вносят существенный вклад в общую изменчивость,
и для исключения систематической ошибки в определении фазы
годовой волны она определялась по (5.20) как средняя из раз­
личных комбинаций (т],, tij-, Пл). Д ля береговых и островных са­
мописцев уровня фаза определялась в соответствии с описанной
выше методологией (5.1) — (5.5).
На рис. 5.9 приведены начальные фазы годовой гармоники
уровня Северной Атлантики и Северной Пасифики. Скорость*
определяемая
по движению максимумов уровня, представляет
групповую скорость годовой волны и отражает перенос масс в се­
зонном цикле. Максимум уровня, наблюдающийся на 20° с. ш.
в августе, распространяется на север вдоль восточного побережья,
достигая к концу года 50° с. ш. Эти области «стока» годовой
волны уровня расположены в Атлантике в районе Исландии к
в Тихом океане в районе зал. Аляска. В центральных районах
Тихого океана также обнаруживаются локальные «источники» к
«стоки» годовой волны уровня. Распределение фазы на западном.
берегу Тихого океана подобно картине у восточного берега — ис­
точник в экваториальном районе и сток у берегов Охотского и
Берингова морей. В Атлантике у берегов Новой Англии наблю­
дается зона, в которой максимум уровня достигается в июле.
Эта зона обладает свойством амфидромической точки, где наблю­
дается минимум амплитуды и максимальные пространственные
градиенты фазы. Аналогичные точки отмечаются в Тихом океане
по обе стороны от экватора в районе 160— 170° в. д.
В [260] анализируется механизм переноса тепла через экваторв Тихом океане, связанный с отмеченными особенностями распре­
деления фаз годовых колебаний уровня. В частности, указывается
на то, что распространение сезонной волны' уровня через экватор
в западной части Тихого океана, по-видимому, связано с измене­
ниями режима течения. Гипотеза о связи распространения волны
уровня с переносом тепла в верхнем слое основана на том факте,,
что основной вклад в сезонные изменения уровня дает стерический компонент [407, 466], причем его вклад особенно силен на
экваторе, где динамический фактор атмосферного давления сво­
дится к пулю из-за малости амплитуды сезонных колебаний дав­
ления в этОм районе. Таким образом, колебания уровня на эква­
торе определяются изменением эитальпии верхнего слоя океана,,
и поэтому распространение сезонной волны уровня можно связать
с переносом теплых вод с севера на юг через экватор в локаль­
ном районе западной части Тихого океана. Этот механизм, воз­
можно, проливает свет на поставленный в предыдущей главе
217
вопрос о причинах интегрального транспорта тепла на гог через
экватор в Тнхом океане при мощном дрейфовом переносе на се­
вер в непосредственной близости от экватора.
В заключение следует отметить, что амплитудно-фазовые ха­
рактеристики годового хода, а также параметры нерегулярной
внутригодовой и межгодовой изменчивости существенно разли­
чаются над океанами и континентами. Так, над континентом Се­
верного полушария значительно выше доля регулярного годового
хода в общей изменчивости температуры и давления, составляя
соответственно 40— 50 % для давления и 60—85 % для темпера­
туры, причем это повышение компенсируется уменьшением над
континентами роли нерегулярной
внутригодовой изменчивости
при примерно одинаковом уровне дисперсий межгодовых флюк­
туаций. Следует также обратить внимание иа то, что максималь­
ные амплитуды годовых колебаний температуры над континен­
тами достигаются у земной поверхности, а иад океанами — на
более высоких уровнях (как правило, 500 гП а). На различия в по­
ведении годового хода температур и а высотах над Тихим и Ат­
лантическим океанами указывалось в [491]. Здесь следует заме­
тить, что отмеченный феномен возрастания амплитуд годовой
гармоники с высотой примерно на 20 % отмечается только над
Тихим океаном!. В распространении годовых колебаний в темпе­
ратуре отмечается преобладание меридионального распростране­
ния от низких к высоким широтам над продвижением годовой
волны с континента на океан. В колебаниях давления главенст­
вующим становится распространение годовых волн с континентов
на океаны, отражающее сезонное взаимодействие суши н моря.
5.2.
Очаговый характер энергообмена
в системе океан—атмосфера и энергоактивные области.
Структура взаимодействия с атмосферой
Северной Атлантики и северной части Тихого океана
Зонально осредиенная картина параметров энергообмена на
границе океан— атмосфера не отражает внутренней структуры
энергообмена с атмосферой отдельных океанских акваторий. Энер­
гоактивные области (ЭАО) являются одними из основных элемен­
тов этой внутренней структуры. Следуя
логике,
изложенной
выше, в первую очередь необходимо рассмотреть пространствен­
ную дифференциацию основных факторов, формирующих энерго­
обмен на границе океан— атмосфера, — термических и влажност­
ных контрастов на границе вода—воздух и фазовых рассогласо­
ваний годового хода характеристик
атмосферы
и
океана,
В рамках параметризации (2.75), (2.77) они определяют соответ­
ственно климатический и сезонный компоненты энергообмена.
В работах [41, 298] и атласах [17, 39] приводятся карты
радиационного баланса океанов в среднем за год и для отдельных
месяцев. П оле радиационного баланса Мирового океана зонально,
и на любом меридиональном разрезе величины слабо отличаются
218
от среднезоналышх величин, приводимых в табл. 4.3. Оценки:
средних квадратических значений радиационного баланса на од­
ной широте дают не более 8— 15 % среднезоиальных. Однако
карты теплового баланса Мирового океана [17, 39, 365] имеют
четко выраженную очаговую структуру: минимумы теплового ба­
ланса на них связаны с эиергоактнвнымн областями, характери­
зующимися экстремальными значениями потоков тепла и испа­
рения в атмосферу. Следует полагать, что тепловые н влажност­
ные контрасты приводного слоя, а также фазовые рассогласования
годового хода параметров океана в атмосферы могут служитьидентификаторами зон экстремальных потоков. Как и при ана­
лизе средиезоналышх величин, можно ожидать, что экстремумы,
фазовых сдвигов (циклического компонента теплообмена) и гра­
диентов приводного слоя (климатического компонента) не со­
впадают друг с другом по локализации, будучи связаны соответ­
ственно с положением циклических ЭАО (II рода) и климатиче­
ских (I рода). На рис. 5Л0 приведены карты площади
температурных петель S ( T , CT«,) (2.33) и фазовых рассогласований,
годовых температурных колебаний воды и воздуха ф(Г-т?’в) (2,33)
для Мирового океана. Эти карты позволяют предварительно вы­
делить на акватории Мирового океана следующие циклические
ЭАО [171]. В Тихом океане: 1 — Беринговоморская с очагами:
у западного и восточного берегов; 2 — Охотоморская; 3 — Японо­
морская; 4 — Желтого п Восточно-Китайского морей; 5 — Южно­
Китайского моря; 6 — Гавайских островов; 7 — Течения Куросио;
3 — морей Малайского архипелага;
9 — Панамо-Гватемальская
(Костариканский апвеллинг); 10— Острова Пасхи; 11 — П еру­
анского апвеллинга; 12 — Восточно-Австралийская (хребет ЛордJCay); 13 — Новозеландская; 14 — Течения Мыса Горн; 15 — Моря
Росса. В Атлантическом океане: 1 — Норвежско-Гренландская
с очагами у побережья Гренландии (а ) н Скандинавии (б); 2 —
Ньюфаундлендская; 3 — Течения Гольфстрим; 4 — Западная Тро­
пическая;
5 — Канарская; 6 — Экваториального и прибрежного
Африканского
апвеллингов;
7 — Фолклендско-Патагонского
шельфа; 8 — Южно-Американская; 9 — Моря Уэдделла. В Индий­
ском океане: 1 — Аравийского моря; 2 — Бенгальского залива;
3 — Течения Мыса Игольного; 4 — Экваториального апвеллинга;
5 — Южного полярного фронта;
6 — Прикромочиая
антаркти­
ческая.
Наибольшие фазовые различия годовых колебаний темпера­
тур присущи тропическим ЭАО, в частности области морей Ма­
лайского архипелага. Специфической с точки зрения высотного
перераспределения влаги является Гавайская ЭАО, приурочен­
ная к Гавайским островам, своеобразной «океанской пустыне»,
на что указывал Г, М. Игнатьев [132]. Значительные фазовые
различия приурочены также к прикромочным областям. Наиболь­
шие площади петель отмечаются в ЭАО у западных берегов океа­
нов в средних широтах. Так, в Охотском, Японском и Желтом мо­
рях, где размах годового хода температур
воды
и воздуха
219
превышает 20 °С, площади петель в 6— 8 раз превышают соответ­
ствующие значения в центральных областях океанов.
В целях дальнейшей детализации картины рассмотрим фазо­
вые различия годового хода ф^иТа) и ф(бойг) на акваториях Сеso
to
о
во
4с
о
ва
4а
оа
in
no
ни
<ао
ЮО
но
1яо
ijg
еа
ао
Р и с. 5 .1 0 . Р аспредел ение
по а кв а то р и и М и р о в о го о к е а н а в ел ичин
3 { Т шТ а \ (°С ) (л ) и ф азовы х различий годового хо д а т е м п е р а ту р в о з ­
д у х а и воды (р а д ) ( 6 ) .
'
Н ом ера
соответствую т
сезо н н ы й
ЭА О
(с м . п о я с н е н и я
в
тек с те ).
верной Пасифики, рассчитанные по сетке 5X 5° (рис. 5.11, 5.12).
В среднем по акватории влажностные фазовые рассогласования
выше температурных на 3— 5 сут. Среднеширотные и высокоши­
ротные максимумы ср(ТтТа) и ф(еоег) совпадают по локализации
и приурочены к побережью Северной Америки,
Гренландии
и Скандинавии в Атлантике и побережью Японии, Аляски,
220
Р ис. 5 , П . . Р аспредел ение в С е ­
верной А т л а н т и к е р а зн о с ти фаз
ф ( Г !и7'а) ( а ) , ф ^ й ! ) ( б ) , сред­
негод овы х р азн остей Т а — Т а
( в) и е „ ~ ez ( г) .
НО
160
160
160
140
Р нс . 5 .1 2. Р асп редел ен и е в северной части Т и х о го о ке ­
ан а р а зн о с ти ф аз ф ( Г шГ в ) (а ) и ср ед него до вы х р а з н о ­
стей Т щ — Т а (б ) и е 0— 6; ( в ) .
80
Р и с. 5.1 3. Средние м н ого л етн и е
кар ты
потоков
я в но го
(а) ,
скр ы то го ( б ) т еп л а (В т /м а) и
сум м арной
те п л о о т д а ч и
(в )
в С ев ер но й А т л а н т и к е .
60
Калифорнии, а также Гавайским островам в Тихом океане. В тро­
пической области Северной Атлантики отмечается несколько раз­
личная локализация максимумов фазовых сдвигов ср {Т,0Та) и
Ф(еойг). Районы опережения в годовом ходе температурой воды
температуры воздуха (отрицательные фазовые сдвиги) приуро­
чены к экваториальным апвеллингам, а также
апвеллингам
у восточных берегов океанов. Локализацию, отличную от макси­
мумов фазовых рассогласований, имеют экстремумы среднегодо­
вых тепловых и влажностных контрастов приводного слоя атмо­
сферы. Максимумы {ей — ег) и {Тш— Та) приурочены к элемен­
там
крупномасштабной
климатической динамики (рис. 5.11„
5.12).
Перейдем к анализу среди екл нм этических полей потоков яв­
ного и скрытого тепла и суммарной теплоотдачи. Такие карты
приводились ранее многими авторами [362, 363, 365, 437, 476].
Нами они получены -по среднемесячным ежегодным данным за
1957— 1974 гг. в рамках параметризации (2.75), (2.77) как сумма
циклического и климатического компонентов потоков.
На
рис. 5.13 а приведено распределение по акватории Северной Ат­
лантики среднегодового потока явного тепла. Области повышен­
ной теплоотдачи приурочены к районам Норвежского моря,
восточнее о. Ньюфаундленд, побережью Северо-Американского
континента от Флориды до Новой Шотландии, где отмечаются
максимальные потоки (до 90 Вт/м2). Локальные экстремумы, со­
ответствующие значениям 20— 30 Вт/м2, отмечаются в тропической
зоне и в районе Канарских островов. Вдоль Африканского побе­
режья располагается узкая зона отрицательных значений тепло­
вых потоков, связанная с подъемом холодных вод при апвеллинге.
Это область разнонаправленных потоков явного и скрытого тепла.
На карте потоков скрытого тепла (рис. 5.13 б ), помимо назван­
ных, проявляются максимумы испарения в тропической области,
Карибском (включая Мексиканский залив) и Северном морях.
В поле суммарной теплоотдачи (рис. 5.13.в) выделяется огромный
очаг, приуроченный к побережью Северной Америки, ограничен­
ный изолинией 200 Вт/м2. В табл. 5.3 приведены оценки потоков
в энергоактив ныл областях по данным различных авторов и по
нашим расчетам. Оценки, приводимые в табл. 5.3, получены преи­
мущественно с помощью различных модификаций балк-формул,
за исключением оценки Минца [481], полученной в результате
экспериментов с крупномасштабной
моделью взаимодействия.
В целом отмечается хорошее согласование с результатами дру­
гих авторов. Наибольшие рассогласования отмечаются в потоках
скрытого тепла в Норвежском море.
На рис. 5.14 приведены средние за 18 лет карты сезонного и
климатического компонентов потоков явного и скрытого тепла.
Обратим внимание на существенные различия карт сезонного и
климатического компонентов суммарной теплоотдачи (рис. 5.14а,
б). Поле сезонных потоков тепла
(рис. 5.14 а) обнаруживает
максимумы потоков, приуроченные к побережьям Северной Аме224
Таблица 5.3
П отон и я ш ю г о и с к р ы т о го т е п л а в э н е р г о а к т и в н ы х о б л а с т я х
п о д а н н ы й р а зл и ч н ы х а в т о р о в
П о т о к и тепла, В т /м
А в то р , го д
Д а м мая р а б о т а
Д ж екобе
[2 2 4 ]
Б уды ко [4 0 ]
Т и м о ф еев [ 1 7 ]
Б а н к е р [3 6 2 ]
ГГО *
[3 0 6 ]
М и н ц [4 8 1 ]
Бнрм ап [2 8 ]
В ели­
чина
Qh
Qe
Qh
Qe
Qh
Qe
Qfi
Qe
Qij
Qe
Qh
Qe
Qh
Qe
Qjj
Qe
Н орвеж­
ское
■море
Н ью ф аунд­
л ен д ска я
об ласть
2
Тропиче­
ская
область
Гольф ­
стрим
7 2 ,2
7 8 ,0
8 9 ,6
20,0
1 2 6 ,4
1 6 5 ,3
29-1,5
1 6 5 ,8
-
44
62
13
—
121
194
62
50
64
112
10
80
180
220
32
66
72
—
—
—
—
—
72
69
88
11
172
294
155
79
43
50
—
87
172
—
'
160
—
■
_ _
47
73
59
20
63
132
160
159
17
24
27
7
50
96
160
146
'
* О ц е н к а по д анны м с у д о в п о го д ы „ Л { “,
рики, Норвегии, Африканского континента в районе Канарского
архипелага, т. е. сезонный компонент выявляет области наиболее
интенсивного взаимодействия континентов и океанов в сезонном
ходе. Экстремальные значения климатического компонента тепло­
отдачи (рис. 5.14 б ) приурочены к теплой струе Гольфстрима,
кв а з ист ац ион а рно му анти цн кло ни че с ко м у вихрю юго-восточнее
о. Ньюфаундленд, области разгрузки теплых течений в Норвеж­
ском море, т. е. к структурным элементам крупномасштабной
климатической динамики Северной Атлантики. Это уже резуль­
тат работы ПТМ I рода, обеспечивающей климатические тепло­
вые потоки и наиболее интенсивно проявляющейся в крупномас­
штабных движениях в квазимеридиональном направлении. В изо­
линиях климатического компонента потоков тепла (рис. 5.14 б)
хорошо проявляются два основных круговорота Северной Атлан­
тики— субтропический антициклоиический и субполярный цикло­
нический.
15
Заказ № 15
225
W2
/
£j
1V<
к
Лj
1
я
щ
у \&
'4
■г
^,
i
Ь
О
■* f
? V//Я'
LL
щ
(---г.
-
Рис. 5.14. С редн ие м н ого л етн и е
кар ты сезо нн ого ( а ) , к л и м а т и ­
ческого ( б) ком по нентов с у м ­
марной тепл оо тдачи в С еверной
А т л а н т и к е и схема кл и м а т и ч е ­
ским
(/)
и ц иклических ( 2 )
Э А О (в ) (В т /м 2) .
Значения климатического
компонента
потоков близки во
всех энергоактивных областях, однако наиболее мощные потоки
отмечаются в районе Гольфстрима и Ньюфаундлендской области:
соответственно 200 и «#170 Вт/м2 при яа 140 Вт/м2 в НорвежскоГрендландский и Тропической областях. Интенсивность же Бер­
мудской н Ньюфаундлендской ЭАО II рода (сезонный компонент
потоков) может значительно, в 2 и более раз, превышать интен­
сивность в Норвежском море и Тропической области. На
рис. 5.15 а приведена карта отношения сезонного компонента
потоков к климатическому в усреднении за 18 лет с 1957 по
1974 г. Обращает на себя внимание как меридиональная, так и
широтная дифференциация картины. От Карибского моря вдоль
побережья Северной Америки до 55° с. ш. протягивается зона,
где сезонные потоки превышают климатические, причем превы­
шение в ЭАО II рода достигает 2,0—2,5 раза. При удалении на
500—600 миль от прибрежной зоны отношение изменяется от 2,5.
до ОД— 0,15. Локальные максимумы со значениями 0,5— 1,0 и
0,8— 1,0, также превышающими
среднезоналыше,
отмечаются
у Африканского и Норвежского побережий. Отношение двух ком­
понентов, таким образом, служит хорошим индикатором преиму­
щественного формирования теплообмена за счет ПТМ II рода, ;
а рис. 5,15 а позволяет выделить районы океана, наиболее интен­
сивно взаимодействующие с континентом.
—
I* V
л /
Пространственное распределение соотношений Qh/Qj;> Q itIQ e ,
(Qh + Q i i ) / ( Q e + Q e )
приводится на рис. 5.15 б— г. Эти карты
характеризуют отклонение соотношения между потоками явного
и скрытого тепла от классического отношения Боуэна. Изолинии
/V
на карте
АС
Qb /Q e
почти зональиы, особенно в широтной зоне 20—
45° с. Абсолютные максимумы отношения Q h I Q e , составляющие
0,55—0,59, достигаются в полосах 45—50 и 55—60° с. ш. Таким
образом, несмотря на существенную пространственную диффе­
ренциацию фазовых сдвигов Ф(TwT a) и ф(еоег), а также интегра­
лов S(TwTa) и 5(еоег), их отношение ведет себя устойчиво, по
крайней мере в зональном направлении. То есть возможно, что
подобие процессов теплообмена и влагообмена, проявления кото­
рого, как правило, ищутся в соотношениях между контрастами
приводного слоя, проявляется в устойчивости соотношений фазо­
вых характеристик. Карта отношения Q&IQx, соответствующего
классическому отношению Боуэна (рис. 5.15 я), отличается
гораздо
большей
дифференциацией
картины
и
вдольбереговым протяжением изолиний. Область максимальных значений
простирается с юго-запада на северо-восток и приурочена к си­
стеме Гольфстрима, на северной периферии которого достигаются
абсолютные максимумы, и Северо-Атлантического течения. Та­
ким образом, мы столкнулись в известном смысле с парадоксом:
пространственная картина соотношения потоков, формируемых
227
00
80
60
40
20
О
во
60
во
40
4о
SO
ао
О
о
Рис. 5.15. С редн и е многолетние
ка р ты соотнош ений
+ Qs )/( Q h ^-Qb )
Q
h
IQ
e
(б ),
Q
s
(Qif + Qh }/(Q i
ао
во
-и
иа
о
IQ
e
+ Q e)
(о ).
(е ),
(г).
взаимодействием в сезонном ходе континентов и океанов, практи­
чески зона льна, а изолинии соотношения климатических компо­
нентов потоков достаточно хорошо отслеживают берега конти­
нентов.
" Аналогичные результаты для северной части Тихого океана
[214] приведены на рис. 5.16, 5.17. Максимумы потоков тепла и
испарения соответствуют ЭАО Куросио и Алеутской. Для зоны
Куросио максимальные значения Qh составляют 100— 120 Вт/ма,
a Qe — до 280 Вт/мй.
Максимальные среднегодовые потоки явного и скрытого тепла
для Алеутской ЭАО равны' соответственно 40 и 75 Вт/м2. Срав­
нение значений на рис, 5.16, полученных в рамках интегральной
параметризации, с оцененными по «балк-формулам» (рис. 5.18)
дает неплохое согласование, особенно в средних широтах. На кар­
тах среднеклиматических значений циклического (рис. 5.16 в)
и климатического (рис. 5.16 г) компонентов суммарной теплоот­
дачи, так же как и в Северной Атлантике, обращает иа себя
внимание различие в локализации максимумов. Максимальные
значения циклических потоков тепла хорошо согласуются с ло­
кализацией максимумов фазовых сдвигов годового хода темпера­
тур воздуха и воды и приурочены к побережьям Японии, Кам­
чатки, Аляски и Северо-Американского континента. Экстремаль­
ные значения климатического компонента теплоотдачи отмечаются
в Куросио (до 250 Вт/мг) и в районе Алеутской гряды, с которой
связана область тепловой разгрузки течений на севере Тихого
океана. Максимальные значения отношения (QH + QE)/(Qir + Qir)
(рис, 5.17 б) выделяют околоконтиментальные районы, где цик­
лическая и климатическая составляющие или равноправны в фор­
мировании
суммарных
потоков, или последние определяются
главным образом циклическим компонентом. В центральных райо­
нах океана доля циклических потоков в суммарных падает до
8— 12%. Особо надо сказать об ЭАО Куросио, где по соотноше­
нию циклических и климатических потоков выделяются две зоны:
сразу после поворота Куросио на восток у побережья Японии,
где это соотношение равно 0,3— 0,6, что соответствует 25—30 Мо­
ному вкладу циклического компонента, и зона развития динами­
ческой системы Куросио — Северо-Тихоокеанское течение в откры­
том океане от 150° в. д. до 180°, где вклад циклических потоков
в суммарные менее 10 %,
На
рис.
5.17 в, г приведены карты соотношений Q h IQ s и
QhIQe. Картина Q h / Q e , как и Северной Атлантике, отличается
выраженной зональностью и высокой устойчивостью значений
»V
«V
вдоль кругов широты. Максимальные значения Q h IQe отмечаются
на широтах 45— 55° с. ш. и достигают здесь 0,35—0,40, Мини­
мум
{< 0 ,1 5 ) отмечается в западной части океана на широте
25° с. На карте Qh IQe , соответствующей
Во
(рис.
5.1 7 г),
229
(4 0
140
160
180
160
140
МО
Р ис- 5.36, Среднегодовы е к а р ты потоков я в но го (а ) и скры того {о } тепл а, ц иклического (в ) и кл и м ати ч ес ко го (г )
ком по нентов сум м арной тепл оо тдачи в северной части Т и х о го о кеан а (В т /м 2) ,
МО
ISO
180
160
140
140
160
180
ISO
140
Рис. 5.17. С хем а ц и кл и ч еск и х
соотнош ений
(/)
140
140
и кл и м а ги ч е с ки х (2)
(Q h - f Q b )/(Q h + Q e )
( 6) ,
Qb IQ e
160
160
очаго в тепл оо бм ена
(e ),
Q h /Q e
(г)
iflo
160
160
160
140
140
(й) и ср ед некл им атические карты
б северной части Т и х о го о кеан а.
отмечается более высокий средний уровень значений по сравне­
нию с рис. 5.17 в в высоких широтах и несколько меньшие значе­
ния в низких. Отметим также значительно большую пространст­
венную дифференциацию картины Q h /Q e .
Для расчета интегральных значений теплообмена в цикличе­
ских и ■климатических ЭАО необходимо ввести критерии количе-
140
IS O
160
160
140
Рис. 5.18. Потоки явного (й) и скрытого (б) тепла на
акватории Северной Пасифики (Вт/м1), оцененные по
балк-формулам.
ственного выделения этих областей. В работах [27, 28] предло­
жено выделять энергоактивные области по повторяемости мак­
симумов энергообмена для данной широтной зоны. В качестве
критерия предлагалась величина 20 %-ной повторяемости, что по­
зволило в [27] выделить энергоактивные области на акватории
Северной Атлантики. Мы также исходили из соотношения зна­
чений энергообмена со среднезональными значениями. Для кли­
матического компонента потоков тепла мы принимали за крите­
рий энергоактивности превышение примерно в 1,5 раза среднезо­
нальных значений, а для сезонного- компонента такой критерий
232
составил 2,5 раза. Исключением являлась лишь Тропическая об­
ласть, где критерии были несколько ниже: 1,2 для климатиче­
ского компонента и 2,0 для сезонного. Соответствующие выбран­
ным критериям контуры ЭАО I и II родов с точностью до 5-гра­
дусных квадратов приведены на рис. 5.17 а, 5.14 б. Отмечая
различную локализацию максимумов сезонного и климатического
компонентов, обратим внимание на то, что энергоактивность мо­
рей (Карибского и Северного) проявляется именно в сезонном
компоненте теплообмена. Интегральные оценки потоков тепла
в ЭАО с учетом их площади приводятся в табл. 5.4, 5.5, где
теплоотдача с поверхности Северного и Карибского морей учи­
тывалась отдельно.
Данные табл. 5.4 демонстрируют различную роль энергоактнвных областей в формировании разных компонентов тепловых
потоков с поверхности Северной Атлантики. Так, Норвежское
море дает вклад преимущественно в потоки явного тепла и в се­
зонном, и в климатическом компонентах. Наиболее мощные и се­
зонные, и климатические потоки отмечаются в Ньюфаундлендской
ЭАО 1 и II родов и в области Гольфстрима, которые в сумме
обеспечивают до 20 % суммарных потоков и до 26 % сезонного
теплообмена при площади всего 8,5 % Северной Атлантики. Се­
зонный компонент потоков скрытого тепла у побережья Северной
Америки настолько велик, что даж е в ЭАО Гольфстрим I рода
преобладает над климатическим. ЭОА Гольфстрим I рода явля­
ется наиболее мощной по вкладу в теплообмен северной части Ат­
лантического океана с атмосферой.
Тропические ЭАО, выделявшиеся нами по более «мягким»
критериям, чем остальные, по доле передаваемой энергии лишь
немного превосходят процент занимаемой ими площади. Это го­
ворит в пользу того, что при анализе аномальных испарений
в тропиках надо рассматривать всю тропическую зону Атлантики
как эиергоактивиую. Соответствующие ей оценки также приво­
дятся в табл. 5.4.
^
Все ЭАО I рода, занимая по площади i0 % акватории Север­
ной Атлантики, передают в атмосферу 15,4 % тепла с ее поверх­
ности. Суммарная площадь ЭАО II рода — 7,2% , а процент теп­
лоотдачи равен 11,9 %- Причем в ЭАО I рода передается 21,3 %
климатических потоков, а в энергоактивных областях II рода —
более 25 % сезонных.
■
Отмечая энергоактивность Карибского и Северного морей, об*
ратим внимание иа то, что Карибское море, имея площадь ме­
нее 10 % Северной Атлантики, обеспечивает 16 % теплоотдачи,
причем свыше 25 % сезонного компонента потоков скрытого
тепла. По значениям испарения Карибское море превышает все
ЗАО I рода в 1,2 раза, а II рода — в 1,5 раза. Совместное рас­
смотрение ЭАО открытого океана и.энергоактивных морей позво­
ляет контролировать более 50 % теплоотдачи с поверхности, что
существенно для прогноза знака аномалий теплового состояния
воздуха над континентами.
.
233
ш
Таблица 5.4
И н т е г р а л ь н ы е о ц ен к и т е п ч о о т д а ч и {1 0й В т ) в э н е р г о а к т н в н ы х о б л а с т я х С е в е р н о й А тлан ти ки
( в ч и сл и т ел е — а б с о л ю т н ы е зн а ч е н и я , в з н а м е н а т е л е — в п р о ц е н т а х по о т н о ш е н и ю
к С е в е р н о й А т л а н т и к е)
Площадь,
!09 м»
Qh
Qh
Q£
Q*
Норвежская I рода
436
1,0
0,07
1,9
0,21
2,5
0,18
0 ,9
0,38
1,0
Норвежская II рода
342
1,0
0,08
2,2
0,14
1,7
0,20
1,0
Новая Шотландия и Нью­
фаундленд II рода
1024
2,3
0,46
12,4
0,29
3,5
Гольфстрим 1 рода
I486
3,4
0,37
10,0
Гольфстрим II рода
981
2,2
Тропическая I рода
Тропическая II рода
Энеproактивная область
Q /f + Qs
Qti
«£
Q
0,25
1,1
0,59
1,3 .
0,28
2,3
0,56
1,0
0,84
1,2
0,29
0,8
0,28
1,1
0,43
1,0
0,22
1,8
0,49
0,8
0,71
1,0
1,05
5,0
0,43
1,1
1,51
6,1
0,72
1,5
0,75
6,3
1,48
2,5
2,23
3,1
0,93
11,2
2,07
9,9
1,77
4,7
2,44
9,9
2,70
5,8
1,30
10,8
3,84
6,5
5,15
7,2
0,35
9,5
0,57
6,9
1,83
8 ,8
1,06
2,8
2,18
8,9
! ,63
3,5
0,92
7,7
2,89
4 ,9
3,81
5,4
1819
4,2
0,05
1,4
0,28
3,4
0,80
3,8
2,52
6,6
0,85
3,5
2,80
6,0
0,33
2,8
3,32
5,6
3,65
5,1
798
1,8
0,05
1,4
0,09
1,1
0,60
2,9
0,96
2,5
0,65
2,6
1,05
2,3
0,14
1,2
1,56
2,6
1,70
2,4
В се ЭАО I рода
4407
10,1
0,55
14,9
1,77
21,3
В се Э А О I I рода
3145
7,2
0,94
25,4
1,09
13,1
В се Э А О Г и II родов
6991
16,0
1,32
35,6
2,51
30,2
Гольфстрим I -j- 1! рода
482
1,1
0,14
3,8
0,32
3,9
79
0,2
0,03
0,8
0,03
0,4
С евер ное море
599
■1.4
0,18
4,9
0,14
1,7
К ари йское море и М ек си ­
канский залив
4223
9,7
0,47
12,7
0,81
9,8
В се Э А О I n II р о д о в и
энергоактивны е моря
;П 813
27,0
1,97
53,2
3,46
41,7
14 385
33,4
0,45
12,2
1,47
17,7
Н орвеж ская I
IГ рода
Тропическая зона южнее
20° с. ш.
236
3 ,2 0 '
5,42
3,75
15,3
14,2
15,2
7,19"
15,5
2,32
19,3
8,62
14,6
10,94
15,4
3,68
17,6
2,74
7,2
4,62
18,8
3,83
8,2
2,03
16,9
6,42
10,9
8,45
П ,9
5,91
7,52
19,7
7,23
29,4
10,03
21,6
3,83
31,9
13,43
22,7
24,3
0,91
4 ,4
0,58
1,6
1,05
4,3
0,90
1,9
0,46
3,8
1,49
2,5
1.95
2,7
0,06
0,3
0,06
0,2
0,09
0 ,4
0,09
0,2
0,06
0,5
0,12
0 ,2
0,18
0,3
0,37
1,8
0,43
1, [
0,55
2,2
0,57
1,2
0,32
2,7
0,80
1,4
1,12
5,29
25,3
4,65
12,2
5,76
23,4
5 ,4 6 '
11,7
1,28
10,7
9,94
16,8
П , 22
15,8
11,57
55,4
12,60
33,0
13,54
65,0
16,06
34,5
5,43
45,3
24,17
40,9
29,60
41,7
5,73
27,4
6,18
25,1
14,94
32, i
1,92
16,0
19,20
32,5
2 1 ,ia
35,3
28,3
13,47
17,26
1,6
29,7
Таблица 5.5
И н тегр а л ьн ы е оц ен к и теп л оотдачи ЭАО Куросио (в числителе —
абсолю тн ы е зн ачен ия, в зн а м е н а т е л е — в п р о ц ен тах по отнош ению
к зо н е 20—50° с. ш.)
Циклическая
ЭАО Куросио
(Г1 рода)
Климатическая
ЭАО Куросио
([ рода)
Площ адь, 10® м2
509
1,2
1287
3,1
Циклический
1,1
8 ,7
0,6
4,7
1,0
4 ,0
2,4
9,6
2,1
5,6
3,0
7,9
компонент теплоотдачи
QH + QB> Юм Вт
Климатический компонент теп лоотда­
чи Q m + Q e , 10” В т
Суммарная теплоотдача Q, 10й Вт
Оценка относительной роли ЭАО Куросио в формировании
интегральных тепловых потоков из океана в атмосферу в север­
ной части Тихого океана приводится в табл. 5.5. Составляя по
площади 1,2 % Северной Пасифики, циклическая ЭАО Куросио
ответственна за передачу в атмосферу около 6 % тепловых пото­
ков, а климатическая при площади 3 % передает в атмосферу 8 %
потоков тепла. Причем и первой передается до 9 % циклических
потоков, а во второй — около 10 % климатических. Эти оценки
свидетельствуют об очаговом характере теплообмена в северной
части Тихого океана.
Рассмотрим теперь кратко проявление эиергоактивных обла­
стей в полях других энергетических характеристик. На рис, 5.19
представлено распределение на акватории Северной Атлантики
суммарного за год переноса тепла через нижнюю границу ВКС
[275], рассчитанного в соответствии с (3.69). Пространственное
распределение Q* имеет локально очаговый характер на фоне вы­
раженного широтного хода. В табл. 5.6 представлены средние
зональные значения Q* и размах колебаний температур верхнего
Таблица 5,6
С редн езон ал ьн ы е потоки Q* (3.69) и р а з м а х годо вы х изм енений
т е м п е р а т у р ы ВКС
Ш ирота, 0 с............................ 65—60
Q* к Д ж /см 2 ......................... 59
Д Г , ° С ........................................ 4 ,6
Ш ирота, “ с............................ 35—30
Q* кД ж /см 1 ......................... 165
ДГ* ° С ..................................... 6 ,9
236
60—55
85
4,8
30—25
76
5,3
55—50
124
5 ,5
25—20
28
3 ,6
50—45
45—40
135
158
7 ,6
. 9,3
20—15
15— 10
4
0
3 ,2
2,8
40—35
180 .
8,6
10—5
—1
1,9
кваэиоднородного сдоя Северной Атлантики. Увеличение АТ$ при­
водит к большей выраженности фаз нагрева и охлаждения, уси­
лению асимметрии внутри года вертикальных потоков тепла («за­
пирающий эффект» сезонного термоклина летом и активная кон­
векция осенью и зимой), что приводит к росту Q*. Максимумы
Р и с. 5 .1 9. К а р т а го д о в ы х п о т о к о в S { h T w) (а) (В т /м 5)
и бе зр азм ер н ы х величин Q * ( б ) иа а к в а т о р и и Северной
А тлантики.
1) Q* >
0 ,5 ;
2) Q" <
- 0 ,5 .
размахов годового хода ДГВ соответствуют в меридиональном рас­
пределении максимальным значениям интегралов S { h T s), Более
сложна интерпретация локальных особенностей на рис. 5.19. Из
(3.68) следует уменьшение притоков тепла за счет QB, Qa и
237
увеличение Qh должно приводить к увеличению площадей k, TVneтель. Область повышенных значений Q* (до 7 Вт/м2) приурочена
к зоне Гольфстрима, на восточной периферии которого и в рай­
оне
Саргассова
моря отмечаются абсолютные максимумы до
10 Вт/м2. Области наиболее низких значений Q* располагаются
к юго-востоку от Исландии. Знак «минус» означает перекачку
тепла из ВКС вниз, причем, как показывает анализ самих петель
S(hTs) (рис. 3.8), закачка тепла в глубинные слои происходит
главным образом в ноябре— апреле. Для более рельефного ото­
бражения картины на рис. 5.19 б построена карта безразмерных
л
—к
величин Q * = (Q* — Q*)/(<2*l!llte ~ Q„M
I1 )- гДе среднее, максималь­
ное и минимальное значения Q*,
Q*
, О*
отнесены к од^
’
> vthh
ной широтной полосе. Анализ полученной картины позволяет
сделать предварительные обобщающие выводы для ЭАО Север­
ной Атлантики. Для ЭАО у западного берега океана (Гольфстрим,'
Ньюфаундлендская) значительный теплоперенос вверх свидетель­
ствует о передаче основной доли энергии ВКС в атмосферу.
Очаги отрицательных значений Q v в Норвежско-Гренландской
ЭАО характеризуют возмохшость теплопотерь ВКС за счет ухода
тепла в глубинные слои.
Энергию интегрального за год взаимодействия в системе «уро­
вень— атмосферное давление» за счет нормальных напряжений
характеризует контурный интеграл (3.63) [260]. На рис. 5.20
представлены результаты расчета (3.63) для северных частей
океанов. Зоны максимальных значений S{r\Pa) приурочены к крае­
вым районам океана в средних широтах и, как правило, соответ­
ствуют ЭАО. В этом смысле зоны максимумов 5(т]Ра) можно
считать механическими ЭАО. Область положительных значений
5(т1Р(,) занимает центральную часть всех океанов и вытянута
вдоль меридиана. Здесь значительно уменьшается динамический
компонент годовых колебаний уровня и последние определяются
в основном стерической составляющей, которая имеет одинако­
вый знак и близкую фазу на одной широте, В результате фазо­
вый сдвиг между уровнем и давлением з центральных районах
океанов меняет знак по отношению к краевым областям.
Структура формирования положительных значений S (^Ри)
вблизи континентов такова. Колебания уровня формируются за
счет динамического нагона теплых вод: пассатами к западному
берегу п западными ветрами к восточному. Эти колебания уровня
имеют значительный годовой ход. Сезонные колебания давления
в областях с муссонными и зональными типами ветров отличаются
по фазе почти на л, и примерно на столько же различаются фазы
колебаний уровня, однако сдвиг фаз q>(tlPa) в этих районах ме­
няет знак. Положительные значения Stii^u) соответствуют опе­
режению уровнем давления за счет динамического компонента
в средних шпротах у восточного берега и за счет стерического
компонента в тропиках у западного.
238
Проявление процессов в энергоактивных областях в значе­
ниях атмосферных термодинамических потенциалов исследовалось
на моделях в работах [101, 116, 184, 192, 193, 201]. Пионерскими
здесь надо считать исследования [192], о которых уже шла речь
во Введении. В [130] анализировалось пространственное распре-
GO
-10
го
Рис, 5 ,2 0. П р о с тр а н с тв е н н о е расп р ед ел ен и е значений по­
т о к о в м е х а н и ч е с ко й э н е р ги и в систем е у р о в ен ь о к е а н а —
атм осф ерное д ав л ени е [ Д ж / ( м ! ■г о д )] в Т и х о м о ке а н е ( а )
и С еверной А т л а н т и к е ( б ) .
деление функции чувствительности, рассчитанной исходя из под­
хода Г. И. Марчука [192] для акваторий океанов Северного полу­
шария. Для расчетов функции чувствительности использовались
только гидрологические данные о состоянии океана, без привлече­
ния атмосферных параметров, т. е. климатические данные по
239
температуре и течениям в верхнем (0—250 м) слое океанов. Была
использована модель долгосрочного прогнозирования аномалий
температуры, в основу которой положен тепловой баланс между
атмосферой, Мировым океаном и континентами. Математическая
формулировка модели Г. И. Марчука исходит из линеаризован­
ного уравнения переноса энергии в системе океан— атмосфера:
С р Р Щ,г + Сяр div2 (иГ) -
- | - ( v ~ ) - div2 (№ Г) - f. (5,21)
Здесь Т (х, t ) — отклонение распределения температуры от сред­
неклиматического; f — аномалии полного потока радиации; и —
вектор горизонтальной скорости по горизонтам в атмосфере и
в океане; v, ji — вертикальный и горизонтальный коэффициенты
крупномасштабной турбулентной теплопроводности в океане и
в атмосфере; индекс «2» указывает на действие оператора только
на горизонтальные компоненты.
Уравнение (5.21) рассматривается в сферической системе ко­
ординат (X, 0, z), связанной с Землей (г отсчитывается от по­
верхности вверх). На границах раздела сред задаются соответст­
вующие граничные условия на потоки [192]. В силу малости
вертикальной конвекции по сравнению с горизонтальной в уравне­
нии (5.21) учитывается только последняя. Согласно [192] реше­
ние Т*{к, 0, 2 , t) сопряженного к (5,21) уравнения
- С Рр - 5 1
- ^ г ) ~ < ^ ' № ) = f*
div, (и ?*)
(5.22)
определяет вклад от температурных аномалий в отклонения тем­
пературы от среднеклиматического
в заданном регионе 2 за
заданный интервал времени Д t = U — to, 0 < fo < t t по формуле
Т% „
L
Mm
2
\ dt [ Т* (Я,, 0,
0J
t) f (1 , 0, t) d S
(5.23)
J
при условии на f*:
остальных случаях,
где m2 — площадь 2.
В (5.23) область S определяется границами изменения Я,, 0,
Из (5.23) видно, что Т* играет роль весовой функции и определяет
чувствительность Т** к вариациям потока тепла f на отдельных
участках поверхности океана S ( i ) . При этом очевидно, что рай­
оны S(^), соответствующие максимальным значениям функции
Г*, вносят основной вклад в формирование температурных ано­
малий в области 2 и, таким образом, играют роль информатив­
ных (ключевых) районов по отношению к этой области.
240
Выберем за район 2 всю акваторию Мирового океана север­
нее экватора. Задавая коэффициенты турбулентного обмена v,
ц по порядку величины так, как это сделано в [192] (дополни­
тельные расчеты с вариацией этих коэффициентов в несколько
раз показали малую чувствительность зон локализации максиму­
мов Т* к точным значениям коэффициентов турбулентного об­
мена), и беря среднеклиматические значения СР и р, приходим
к задаче о расчете положения областей экстремума функции чув­
ствительности по заданному распределению полей течения н
ветра.
Ограничимся в настоящем исследовании рассмотрением фор­
мирования поля Т* под действием только среднеклиматических
течений в океане, исключив из модели перенос возмущений в ат­
мосфере. Такая постановка позволяет нам получить представле­
ние о чувствительности океана как динамической системы по от­
ношению ко всем внешним для этой системы воздействиям.
Рассмотрение проводилось отдельно для зимнего и летнего
полугодий. Среднеклиматические скорости течений в океане для
каждого полугодия брались из многолетних наблюдений, пред­
ставленных в атласах океанов [16]. Все данные задавались и
учитывались в узлах трехградусной сетки, при этом в расчетах
учитывались поля течений в поверхностном слое океана и на глу­
бине 250 м. Численная схема расчета уравнения (5.22) и задание
условий на границах с континентами были взяты из [192].
Примерно за шесть модельных месяцев при заданных полях
течений формировалась квазнстационарная структура поля с явно
выраженными максимумами. Такое время выхоДа функции чувст­
вительности на квазистационариый режим совпадает с получен­
ными в [192] и позволяет считать грубое деление сезонной из­
менчивости на два периода (летний и зимний) оправданным. На
рис. 5.21 приведены положения максимумов функции чувстви­
тельности за разные сезоны и суммарная годовая картина, по­
лученная от сложения результатов летнего и зимнего сезонов.
Основной вклад в формирование максимумов функции чувстви­
тельности дает дивергенция поверхностных течений. В районах,
где линии тока крупномасштабных течений имеют максимальную
кривизну, роль диффузионного члена возрастает за счет фокуси­
рующего эффекта. Это отчасти приводит к появлению повышен­
ных потоков в области, играющих роль центров кривизны круп­
номасштабных течений. К подобным районам относится, в част­
ности, Гольфстрим. Положение
максимума
чувствительности
в этой зоне хорошо соответствует экстремуму в распределении
потока суммарного тепла на рис. 5.13, 5.14.
В работах [101, 116, 201] анализировался отклик атмосфер­
ной циркуляции на аномалии температуры поверхности в средне­
широтных энергоактивных областях в Северной Атлантике. Ано­
малии в [116] составляли 3— 5°С , атмосферная циркуляция вос­
производилась с помощью модели общей циркуляции Сибирского
отделения АН СССР [193]. Стационарный отклик в модели
16
З а к а з № 15
241
устанавливался через 20 дней, а на 30-й день в средних широтах
Северной Атлантики возникала аномалия потока скрытого тепла,
приводившая к потеплению над Европейским континентом. О д­
нако авторы [116] отмечают, что одинаковые аномалии ТПО при
разных режимах циркуляции могут вызывать различную реак­
цию, поэтому сейчас о модельном отклике атмосферной циркуля-
^
О г ч
H
V
)
l i t .
V
^ ? С'
r -
. 1.... .
I
0
У
j ^
. . У
Л
&
\
ЧГ?
'
L yvvm
'И>. _ .
, У
1
_____ , Ш Я Ч .LLLLUJ 2 V
^ оны м а к с и м ум а ф у н кц и и чув ств ител ь но сти д л я л етнего сезона ( а )
2 — 1 ,0 < 1 ,* < 1 ,3 ) и для з и м н е го сезо на (5 ) (1 —
2 — Т * < 0 ,9 ) .
( 1 — 7’* > 1 ,3 ;
кии на аномалии ТПО и потоков тепла в ЭАО можно говорить
лишь на качественном уровне.
В работе [184J по данным модельных экспериментов иссле­
довались одноточечные синхронные корреляции
изменчивости
в энергоактивных областях с различными районами земного шара.
Таким образом, эта работа.— одна из немногих, где иа модели
воспроизводятся дальнодействия,
наблюдаемые в реальной
атмосфере. В частности, удалось
подтвердить
существование
Атлантико-Тихоокеанской связи, установленной экспериментально
в работе [376], а также исследовать механизмы дальнодействия
в связи с Южным колебанием.
5.3. Сезонная и межгодовая изменчивость процессов
энергообмена в северных частях Атлантического
и Тихого океанов
Перейдем теперь к рассмотрению процессов сезонной и меж­
годовой изменчивости потоков тепла на границе океан— атмо­
сфера. В ряде работ, в первую очередь в [156, 218], высказыва­
242
.
лись мысли о том, что энергоактивные области не только явля­
ются районами наибольшей интенсивности процессов энергообмеиа, но и характеризуются максимальной изменчивостью этих
процессов. В некотором смысле это нашло подтверждение при
анализе изменчивости параметров океана и атмосферы в раз­
деле 5.1. Рассмотрим теперь, как проявляется эта изменчивость
в полях энергетических характеристик.
Исследование сезонной изменчивости радиационных и турбу­
лентных характеристик взаимодействия океана и атмосферы пред­
принято в [341а, 362, 476]. В [362] приведен расчет сезонного
хода для девяти районов Северной Атлантики, включая ряд энер­
гоактивных областей. Максимальные дисперсии годового хода
тепловых потоков отмечались в районах Гольфстрима и Норвеж­
ского моря, где амплитуды годовых колебаний потоков явного
тепла составляли 100 Вт/м2, а скрытого — до 150 Вт/мг. В [306]
проведено детальное исследование на основе данных атлантиче­
ских станций погоды, причем максимальный сезонный ход турбу­
лентного теплообмена отмечен на станции «£Ь. Амплитуды ра­
диационного баланса составляют 70— 150 Вт/м2 на акватории Се­
верной Атлантики. Подробный анализ сезонного хода характе­
ристик энергообмена океана и атмосферы в восьми районах тро­
пической части Тихого океана проведен в [518], а в работе [392]
выполнено подобное исследование для Карибского моря, где под­
тверждена определяющая роль потоков скрытого тепла в форми­
ровании сезонного хода теплового баланса. Исследование годо­
вого цикла теплообмена на границе океан— атмосфера по дан­
ным ПГЭП предприняли Райс и Рамирес [522], получившие се­
зонные картины потоков тепла и испарения для всего Мирового
океана. Ими обнаружены 30— бО-диевные колебания потоков тепла
на поверхности.
Анализ изменчивости различных составляющих радиационного
баланса Северной Атлантики предприпят в [155, 156], где ис­
пользовался массив спутниковых радиационных измерений за
4-летний период с июня 1974 г. по март 1978 г. На приводимых
авторами [156] картах дисперсии радиационного баланса Север­
ной Атлантики четко выделяются максимумы, соответствующие
энергоактивным областям, причем абсолютные максимумы дости­
гаются в ЭАО Гольфстрим (20 Вт/мг для системы Земля — атмо­
сфера и 16 Вт/м2 для радиационного баланса поверхности).
Анализ межгодовой изменчивости радиационного баланса по­
верхности океана и турбулентных потоков тепла на акватории Се­
верной Атлантики предпринят в [8, 187]. Автору [187] не удалось
получить локальных экстремумов на акватории Северной Атлан­
тики ни для средних квадратических отклонений суммарной ра­
диации, ни для радиационного баланса. Наибольшие отклонения
■от зональной картины отмечаются в тропических областях в ве­
сенний и летний сезоны. Именно в это время в западной части
субтропической Атлантики возникает локальная область повы­
шенных значений сtR (25—30 Вт/ма), В работе [8] представлены
16*
243
ежесезоиные карты, характеризующие межгодовую изменчивость
потоков явного и скрытого тепла. Максимальная изменчивость от­
вечена в зимний сезон в среднеширотных ЭАО у западного бе­
рега океана. В этой же работе предложена оригинальная пара­
метризация дисперсий потоков тепла и теплового баланса через
дисперсии определяющих параметров, которая для потоков яв­
ного тепла выражается соотношением
(5.24)
где k„ = f ( 6 T , Ст) и лежит в пределах 0,9— J,3. Максимальная
изменчивость теплового баланса по [8] отмечается зимой и осе­
нью, однако лишь в ноябре локализация максимума изменчиво­
сти связана с ЭАО Гольфстрим.
Для анализа сезонной и межгодовой изменчивости характе­
ристик энергообмена на акватории Северной Атлантики и север­
ной части Тихого океана применим подход, основанный на раз­
делении рядов на внутригодовую, межгодовую составляющие и
регулярный сезонный ход {раздел 5.1).
На рис. 5.22 приведена карта суммарных дисперсий рядов
теплового баланса поверхности океана. Главная особенность по­
лученной картины— наличие ярко выраженных локальных обла­
стей максимумов дисперсии, приуроченные к ЭАО течения Гольф­
стрим и Ньюфаундлендской ЗАО, Анализ карт дисперсии потоков
тепла за разные месяцы года показал, что в отдельные месяцы
локальные максимумы приурочены к тропической ЭАО, акватории
к югу от о. Гренландия и к западу от побережья Африки. Таким
образом, дисперсии теплового баланса потоков тепла являются
весьма информативными характеристиками для выделения ЭАО
по натурным данным.
Естественно поставить вопрос, за счет каких составляющих
формируется аномально высокая дисперсия теплового баланса
в ЭАО. Построение карт дисперсий рядов поглощенной радиации,
эффективного излучения океана, потоков явного и скрытого тепла[
показало весьма близкую картину пространственного распределе­
ния дисперсии скрытого потока тепла и теплового баланса по
рядам за 18 лет и для отдельных месяцев (рис. 5.22, 5,23).
На рис. 5.24 приведен широтный ход дисперсии отдельных
составляющих теплового баланса. Вертикальными линиями пока­
заны отклонения от широтного хода в отдельных характерных об­
ластях. На графиках отчетливо видно, что наиболее значитель­
ные отклонения от широтного распределения в ЭАО присущи
именно скрытому потоку тепла. Этот результат становится еще
более очевидным при рассмотрении дисперсий аномалий потоков
тепла, т. е. после- вычитания из рядов климатического сезонного
хода. На рис. 5.25 приведены графики для суммарной дисперсии
внутри- и межгодовых аномалий. Анализ этих графиков приводит
Рис. 5.22. Среднемесячные дисперсии теплового баланса Северной Атлан­
тики для осенне-зимних месяцев [(Вт/м2) 2 10_3].
а — ноябрь;
б — д екаб р ь.
£1 — н о я б р ь ;
6 — декабрь.
к выводу об определяющей роли скрытого потока тепла в фор­
мировании аномальной изменчивости теплообмена океана и ат­
мосферы на рассматриваемых пространственно-временных мас­
штабах.
(8 т/ ^У
Ю^Вт/м*)'
Рис. 5 .2 4. М е р и д и о н а л ь н о е распреде­
ление д исперсия потоков т е п л а в С е ­
верной А т л а н т и к е (о тр е з к а м и отм е­
чены о ткл о н ен и я дисперсий п о то ка»
в Э А О о т с реднез опальны х з н а ч е н и й ).
/ — рад и ац и он н ы е потоки; 2 — скр и то е теп ­
ло; 3 — явн ое теп ло; 4 ~ эф ф екти вн ое излу­
чени е.
Э н ерго аи ти вн ы е
области :
ЛТ — А тлантиче­
ская
тропи ческая;
!} — ц е н т р а л ь н а л ; / Г о л ьф стр и м ; Л/ — Н ь ю ф а у н д л е н д с к а я ;
Н орвеж ско- Г рен лан д ская.
НГ—
Рис, 5 .2 5. М е р и д и о н а л ь н о е распреде­
ление дисперсии суммы м еж год ов ы х
в внутр и год ов ы х ан ом алий потоков
тепл а в С еверной А т л а н т и к е (о тр ез­
к а м и отмечены о ткл о н ен и я дисперсий
потоков в Э А О о т среднезомалькых
з н а ч е н и й ).
1— радиационны е
тепло;
Э ~ яв н о е
потоки;
тепло;
4
2 — скры тое
— эф ф ективное
и злучен и е.
С физической точки зрения этот результат представляется
закономерным. В силу значительно* меньшей по сравнению с океа­
ном теплоемкости атмосфера быстро приходит в состояние теп­
лового равновесия с подстилающей поверхностью, поэтому для
247
поддержания больших потоков явного тепла требуется интенсив­
ный вынос масс воздуха из района взаимодействия. В то же
•время хотя при испарении воды поверхность океана охлаждается,
конденсация водяных паров и нагрев атмосферы не обязательно
происходит в области взаимодействия и скрытое тепло в атмо­
сфере может «реализоваться» на значительном удалении, что
существенно увеличивает потенциальные возможности теплового
■обмена между океаном и атмосферой.
Рассмотрим более детально структуру изменчивости скрытого
потока тепла. Из рис. 5.26 видно, что дисперсия рядов складыва%
■
£ — в % к « с х о д н о й д и с п е р с н ы ; б — в а б с о л ю т н ы й з н а ч е н и я х [(В т /м * )2]; i — р с ’
г у л й р н ы й с е зо н н ы й х о д ; 2 — н е р е г у л я р н е й в н у т р и г о д о в а я и з м е н ч и в о с т ь ; 3 —
м еж го д о в ая изм енчи вость.
ется примерно в равной степени из регулярной сезонной изменчи­
вости и внутригодовых аномалий; в тропических широтах возра­
стает роль межгодовой изменчивости, вклад которой в дисперсию
рядов достигает 20% , Характерной чертой среднеширотных ЭАО
является относительно более сильный вклад сезонного хода', бо­
лее 90 % дисперсии которого к северу от 30° с. ш. определяется
годовой гармоникой. Однако, несмотря на то что в процентном
отношении роль аномалий в формировании изменчивости скры­
того потока тепла в ЭАО несколько занижена, в абсолютных зна­
чениях дисперсия как регулярного сезонного хода, так и внутрии межгодовых аномалий во всех рассматриваемых ЭАО выше,
чем среднеширотные значения.
Согласно схеме, описанной в разделе 5.1, был проведен ана­
лиз отдельных гидрометеорологических параметров, определяю­
щих потоки тепла на поверхности раздела океан— атмосфера:
температуры и влажности воздуха, облачности, скорости ветра
и температуры поверхности океана.
248
В табл. 5.7 приведены осредненные по акватормл Северной
Атлантики значения дисперсии составляющих теплового баланса
и определяющих их параметров. Наиболее регулярными являются
колебания температуры воды и воздуха: свыше 93 % дисперсии
рядов определяются гармониками регулярного сезонного хода,
а в центральных районах океана эта величина превышает 96% .
Такая регулярность термических
характеристик
определяется
тем, что эти характеристики непосредственно связаны с сезонным
ходом солнечной инсоляции. Отметим больший относительный
вклад межгодовой изменчивости по сравнению с внутригодовыми
аномалиями для рядов температуры воды; межгодовые колебания
в температуре воздуха вследствие малой тепловой инерционности
атмосферы играют
меньшую роль. Связь влажности воздуха
с приходящей солнечной радиацией более опосредована. Вклад
сезонного хода влаги в дисперсию исходных рядов ниже, чем для
температур, и составляет 87,5% . Еще меньше регулярность рядов
скорости ветра (62,5% ), что говорит об определенной независиТаблица 5.7
Д и сп ер си и с о с т а в л я ю щ и х т е п л о в о г о б а л а н с а и о п р е д е л я ю щ и х
и х п а р а м е т р о в , о с р е д н е н н ы е д о а к в а т о р и и С е в е р н о й А тлан ти ки
П араметр
П о гл о щ е н н а я
|
радиация
Эффективное излучение
П оток скрытого теп л л
Регулярный
сезонный
ход
Внутри­
годовые
аномалии
М ежгодо­
вые
аномалии
4025
3925
(97,5 К )
55
17
(30,9 Ж)
675
(51,1 96}
70
(1 ,7 Ж)
26
(47,3 Ж)
485
(3 6 ,7 %}
30
(0 ,7 Ж)
11
(20,0 Ж)
Исходные
ряды
1320
Поток явного тепла
111
79
{71,2 %)
Температура воды
5,06
4,75
(94,1 %)
Температура воздуха
6,89
6,46
(93,8 %)
0,77
0,56
(72,7 9S)
Упругость водяного пара
8,56
Скорость ветра
2,08
Общая облачность
0 ,3 1
7,49
(87,5 %)
1,30
(62,5 Ж)
0,25
0,38
(30,9 %) 1 (46,9 Ж)
Разность температур
да—воздух
во­
27
(2 4 ,3 96)
0,19
(3 ,7 %)
0,29
(4 ,2 * )
0,17
(22,1 Ж)
0,62
(7 ,3 96)
0,65
(3 1 ,3 Ж)
155
(11,7 96>
5
(4,5 Ж)
0,11
(2 ,2 Ж)
0,13
(1 ,9 Ж >
0,04
(5 ,2 М)
0,40
(4,7 %}
0,12
(5 ,8 %>
0,17
(21,0 %)
Примечание.
Размерность дисперсии для потоков тепла — Вта/м \
для температурных характеристик— (°С)Й, для влаж ности— |гП а)2, для скоро­
сти ветра — мг/с2, для облачности — балл2.
24$
мости динамических факторов от термических. Для аномалий
скорости ветра характерна ведущая роль внутригодовой изменчи­
вости по сравнению с межгодовой. По-видимому, это связано
с существенной концентрацией кинетической энергии атмосферы
в синоптических процессах.
Что касается дисперсии потоков явного и скрытого тепла, то
вклад регулярного сезонного хода в формирование изменчивости
невелик, особенно для скрытого тепла (51,1 %). Это связано
с тем, что в формулы для вычисления потоков тепла термические
и влажностные характеристики, которым присуща большая сте­
пень регулярности изменчивости, вводят в виде разностей. Как
видно из табл. 5.7, абсолютные значения и относительное распре­
деление дисперсии рядов разности температур вода—воздух су­
щественно отличаются от соответствующих характеристик рядов
температуры воды и воздуха, что особенно сказывается на резком
уменьшении роли регулярного сезонного хода. В предельном слу­
чае, 'когда дисперсия разности температур вода— воздух равна
нулю, существует полная согласованность температурных полей
в океане и в атмосфере. Отсюда следует вывод о необходимости
изучения уровня взаимосогласованности этих полей с точки зре­
ния формирования изменчивости теплообмена между океаном и
атмосферой.
Проведение подобных оценок для акватории северной части
Тихого океана [213] позволило получить картину изменчивости
энергообмена, во многом сходную с Северной Атлантикой. На
рис. 5.27 приводятся карты потоков явного и скрытого тепла для
различных месяцев на акватории Северной Пасифики. Годовые
изменения потоков явного тепла составляют 150—200 Вт/м2 в ЭАО
Куросио и Алеутской и 20—30 Вт/м3 в центральных районах
океана. Для затрат тепла на испарение эти величины равны со­
ответственно 180— 250 и 40— 70 Вт/м2. Интересно, что в поле по­
токов скрытого тепла ЭАО Куросио проявляется лишь в холод­
ную половину года. Летом локальный экстремум исчезает. Таб­
лица 5.8, аналогичная табл.
5.7, характеризует дисперсии
Таблица 5,8
Средние по ак ватори и се в е р н о й части Т ихого о к еа н а (20—60° с. щ.)
дисперсии п отоков т е п л а и и сп арения, а т а к ж е годовой и полугодовой
гарм оник п о то к о в (В т /м 2)
t
П арам етр
П о т о к я в но го т е п л а
П о т о к с к р ы т о го тегтла
Сум м арная тепл оо тдача
i f "С
гП а
V м /с
250
Исходны е
ряд ы
Годовая
га р м о н и к а
1038
2236
5823
365
1826
4909
1 ,7
1Л
1 ,4
2,0
1 ,3
1,6
Полу­
го д о в а я
гар м он и ка
48
88
202
0 ,0 5
0 ,0 7
0 ,0 3
140
IS O
re o
160
140
140
160
Рнс. 5.27. П о т о к и я в но го (о , б) и скр ы то го (е, г ) тепл а (В т /м г) на а кв а то р и и
д л я ян в а р я (а, в) и ию ля (б , г ) .
Ш 0
северной
160
части
140
Т и х о го оке ан а
потоков тепла и испарения на акватории Северной Пасифики,
а также вклад годовых и полугодовых колебаний в общую дис­
персию. Из нее следует, что изменчивость потоков тепла на 80—
85 % определяется годовой гармоникой, что примерно на 15 %
выше, чем аналогичные оценки для Северной Атлантики. Здесь
надо заметить, что для Тихого океана рассматривалась акватория,
ограниченная с юга 20° с. ш., что приводит к завышению роли
регулярной сезонной изменчивости при усреднении по площади.
Амплитуды и фазы годовых гармоник в потоках явного и
скрытого тепла приводятся на рис. 5.28. Максимальные ампли­
туды годовых колебаний приурочены к ЭАО Куросио и Алеутской,
где амплитуды годовой гармоники в потоке явного тепла состав­
ляют 80— 130 Вт/м2, а в потоке скрытого тепла 100— 150 Вт/м2.
Фазы годовых колебаний показывают время наступления макси­
мума годовой гармоники от января {рис. 5.28). Годовая волна
в потоках явного и скрытого тепла распространяется с юга на се­
вер и из центральных районов океана к краевым. Полугодовые
колебания в потоках тепла наиболее отчетливо
проявляются
в ЭАО Куросио и в районе полярного фронта, а также в цен­
тральной части океана (40° с. ш,, 170— 180° з. д.). На рис. 5.28
приведена карта разности фаз годовых гармоник в потоках яв­
ного и скрытого тепла. В среднем по акватории годовая гармо­
ника в потоке влаги примерно на 14 сут опережает годовую гар­
монику в потоке явного тепла. В значительной степени это свя­
зано с тем, что годовые колебания бе опережают годовую гармо­
нику дТ в среднем иа 50 сут. Максимальное опережение годовых
колебаний Qh: но отношению к Qe составляет 20— 40 сут и отме­
чается в центральных областях океана. Локальные максимумы
(20— 22 сут) можно выделить в ЭАО Куросио, В юго-западной
части акватории располагается специфическая область, в которой
годовой ход в потоках тепла на 20—30 сут опережает годовые
колебания в потоке влаги. Для объяснения фазовых рассогласо­
ваний годового хода Q h и Q e в [213] построена простая эмпири­
ческая модель, на которой удалось показать, что эти рассогласо­
вания определяются не только соотношением фаз б Т и бе, но
и в значительной степени соотношением их амплитуд.
Обратимся теперь к анализу межгодовой изменчивости пото­
ков тепла в рамках интегральной параметризации (2,75), (2.77),
что позволит нам исследовать межгодовую динамику интеграль­
ных характеристик взаимодействия в ЭАО Северной Атлантики.
На рис. 5.29 а, б приведены карты нормированных на средние
средних квадратических отклонений сезонного (рис. 5.29 а) и кли­
матического (рис. 5.29 б ) компонентов тепловых потоков. Об­
ласть наименьших флюктуаций климатического компонента свя­
зана с динамической системой Гольфстрима я Северо-Атлантиче­
ского течения, теплая вода которых устойчиво обеспечивает кли­
матические потоки тепла. Области сильной межгодовой изменчи­
вости климатического компонента достаточно сильно локализо­
ваны и приурочены с юга и юго-востока к о. Ньюфаундленд и
252
140
160
HD
130
180
190
160
160
140
140
Рис. 5 .2 8. А м п л и ту д ы годовой гар м о н и ки в п о т о ка х
явного ( а ) и скр ы то го (б ) т еп л а (В т /м 2), сд в иг фаз
годовы х ко л еб ан и й потоков я в но го н скр ы то го тепл а ( в) .
80
60
0О
60
40
40
20
20
О
О
80
SO
40
20
О
Рис, 5 .2 9 . Н о р м и р о в ан н ы е на средние средние
кв а д р а ти ч е с к и е
о ткл о н е н и я
ц и к л и ч е с к о й (а )
и
кл и м ати ч ес ко й
(6)
ком понент
теп л о о тд ач и ,
а такж е
со о тно ш ен и й
( Q u + Q i[ ) / ( Q e + Q e )
(« ),
'
QhIQe (г). QnlQs (<?)■
П ун кти р — д и ап азон ы
п ростран ственн ы х
си н у м о в теп л о о т д ач и ,
см ещ ений
м д !с -
к западному побережью Африканского континента. Забегая впе­
ред, отметим, что к юго-востоку от Ньюфаундленда располагается
область наибольшей межгодовой изменчивости сезонного компо­
нента потоков {рис. 5.29 б). Взаимодействие холодного Л абра­
дорского течения с теплыми водами Гольфстрима в этом районе
приводит к изменениям взаимного расположения этих течений.
255
В результате меняется и характер теплообмена: холодный сухой
воздух
С еверо-Ам ери канского континента взаимодействует то
с теплой водой Гольфстрима, то с холодными водами Лабрадора.
При этом в потоках явного тепла отмечается даже смена знака.
Область повышенной изменчивости у побережья Африки (кстати,
также хорошо прослеживающаяся на рис. 5.29.6) связана с меж­
годовой динамикой другого холодного течения — Канарского, взаи­
модействующего с теплым сухим воздухом Сахары.
Уровень межгодовой изменчивости сезонного компонента по­
токов тепла (рис. 5.29 б) значительно выше по сравнению с кли­
матическими потоками. Для сезонных потоков отношения средних
квадратических отклонений к средним значениям в 2—5 раз пре­
вышают эти отношення для климатического компонента. Отметим
также
более
сильную
дифференцированность картины на
рис. 5.29 б. Наименьшие относительные значения изменчивости
отмечаются в средних широтах, где сам сезонный компонент срав­
ним с климатическим, а наибольшие — в высоких и особенно
низких широтах. Значительные межгодовые флюктуации сезонных
потоков в тропических областях отчетливо проявляются в поле
изменчивости сезонного компонента потоков скрытого тепла.
Рисунок 5.29 в иллюстрирует межгодовую динамику соотноше­
ния между сезонным и климатическим компонентами теплоот­
дачи. В широкой полосе Гольфстрима и Северо-Атлантического
течения оно остается достаточно устойчивым (изменчивость не
превышает 15—25 % среднего), а очаги наибольшей изменчиво­
сти приурочены к о. Ньюфаундленд, Исландии, западному побе­
режью Африки, тропической зоне. Межгодовая изменчивость от­
ношений Qh IQe и Qu IQ e иллюстрируется рис. 5.29 г, д. Межгодо­
вая динамика отношения Q h IQ e , соответствующего соотношению
Боуэна, достаточно сллыю выражена. В среднем по акватории
значения
a (Q h!Q e)I{Q hIQ e)
сохраняются на уровне 0,2—0,3,
резко возрастая в областях неустойчивости до 0,7— 1,0. Уровень
межгодовых
флюктуаций
соотношения Qh IQ e по сравнению
с Qh IQ e падает более чем на порядок. Выше мы говорили о вы­
сокой зональной устойчивости этого соотношения, теперь же надо
констатировать; что оно остается почти постоянным во времени.
Лишь на 15% площади отношения о (Qh IQe ) I (Qh IQe ) превы­
шают 5 %. Этот вывод важен для численного моделирования, где
часто используется соотношение Боуэна при параметризации теп­
ловых потоков.
Межгодовая эволюция полей сезонного и климатического ком­
понентов теплообмена исследовалась нами в [59, 92]. Отметим,
что поля потоков тепла значительно меняются год от года по
отношению к средним многолетним. Наибольшей пространствен­
256
ной динамике подвержены тропические ЭАО I и II рода. Макси­
мумы
интенсивности климатического компонента претерпевают
межгодовые смещения на 1500—2500 км. Иногда может иметь
место два или более экстремумов (I960, 1964, 1965, 1968, 1970,
1979 гг.). В отдельные годы (1962 г.) максимумы климатических
потоков тепла выражены слабо или не выражены вовсе, Макси­
мумы сезонных потоков в тропической области претерпевают год
от года еще большие смещения — до 3500 км. В 1970 н 1972 гг.
очаги энергоактивности и сезонном компоненте были не выра­
жены, а максимальная интенсивность отмечалась в 1957— 1958 и
1964— 1966 гг.
Система .ЭАО I и II родов у восточного побережья Северной
Америки подвержена меньшим пространственным смещениям,
чем тропические ЭАО. Анализ показывает, что изолированность
очагов климатического компонента потоков в Гольфстриме и юговосточнее о. Ньюфаундленд не сохраняется постоянно. В неко­
торые годы изолированность нарушается, и картина климатиче­
ского теплообмена свидетельствует о существовании устойчивой
системы Гольфстрим— Северо-Атлантическое течение {1957, 1960,
1965, 1966, 1973, 1974 гг.). Обратим: также внимаете на то, что
экстремумы,
соответствующие
двум
среднешнротным ЭАО
II рода, достаточно четко разделяются на ежегодных картах се­
зонного компонента тепловых потоков. Лишь в отдельные годы
образовывался единый очаг вдоль всего Северо-Амернканского
континента (1957, 1963, 1965, 1969 гг.).
Представление об интенсивности межгодовых пространствен­
ных миграций ЭАО дает рис. 5.29 а, б, где приведены диапазоны
миграций экстремумов сезонного и климатического компонентов.
Для всех ЭАО надо отметить более широкий диапазон простран­
ственных миграций экстремумов
климатического
компонента
теплообмена по сравнению с сезонным. То есть мы приходим
к выводу о том, что максимумы климатического компонента сум­
марной теплоотдачи (ЭАО I рода) подвержены значительным
межгодовым пространственным смещениям, хотя временное флюк­
туации лотоков в них невелики. Очаги наибольшей интенсивности
сезонных потоков (ЭАО II рода), наоборот, достаточно стацио­
нарны в пространстве, однако по межгодовым флюктуациям зна­
чений в фиксированных точках в н е с Е ш л ь к о раз превосходят
ЭАО I рода.
В табл. 5.9 приведены характеристики межгодовой изменчи­
вости удельной теплоотдачи для некоторых ЭАО Северной Ат­
лантики. Площади климатических очагов меняются примерно
в 2 раза сильнее, чем площади сезонных. Уровень изменчивости
удельных климатических потоков, наоборот, ниже, чем сезонных.
Однако это ие приводит к одинаковому уровню изменчивости ин­
тегральных потоков в ЭАО I и II родов. Нормированные на сред­
ние среднеквадратические отклонения интегральных потоков для
ЭАО I рода в 1,5—2 раза выше, чем для ЭАО II рода. Таким об­
разом, учет площадей ЭАО
существенно
меняет
структуру
17
Заказ М? J5
2Б7
Таблица 5.9
М е ж г о д о в а я и з м е н ч и в о с т ь и н т е г р а л ь н ы х (1 0 14 В т ) ( в ч и с л и т е л е )
и у д е л ь н ы х (в зн ам е н ат е л е ) теп л о в ы х п о то к о в в н е к о т о р ы х
эн е р г о а к т и в н ы х о б л а с т я х С е вгр и о й А тл ан ти ки (с р е д н и е к в а д р а т и ч е с к и е
отклон ен и я н орм и рован ы н а средн ие зн ач ен и я)
ЭАО
Площадь
а$
o ( Q j y + Q E)
oQ
Ньюфаундлендская,
I рода
0,58
0,68
0,34
0,72
0,23
0,72
0,24
Новая Ш отландня,
1Г рода
0 ,36
0,44
0,15
0,39
0,21
0,42
0,13
Тропическая, Г рода
0,60
0,79
0,46
0,73
0,09
0,72
0,09
Тропическая, 1Г рода
0,37
0,39
0,25
0,38
0,08
0,37
0,12
межгодовой изменчивости потоков тепла в инк. Межгодовые изме­
нения положения ЭАО не всегда можно отождествлять с изменчи­
востью их площади. Площадь, отвечающая заданному критерию,
может меняться незначительно при сильных смещениях границ
ЭАО, хотя иногда изменения этих величин могут быть тесно свя­
заны. На рис. 5.30 приведены изменения за 18 лет площадей
Ньюфаундлендской ЭОА I рода и ЭАО Гольфстрим I рода,
а также относительные межгодовые смещения этих ЭАО, рассчи­
танные как смещения от среднего положения центра тяжести ЭАО
с учетом изменения весов тепловых потоков. Если в Ньюфаунд­
лендской ЭАО смещения границ весьма тесно связаны с измене­
ниями площади самой области, что позволяет говорить об их взаимоопределяющем значении, то в ЭАО Гольфстрим такой связи не
наблюдается. Структура межгодовой изменчивости интегральных
и удельных тепловых потоков в ЭАО также
различна.
Если
в зоне Гольфстрима прослеживается синфазность в изменениях
интегральных н удельных потоков, то в районе юго-восточнее
о. Ньюфаундленд интегральные и удельные потоки меняются год
от года несогласованно.
В целом межгодовые изменения климатического компонента
носят более долгопериодный характер, чем сезонный, и определя­
ются составляющими, связанными с длительными трендами. Трен­
довые составляющие в изменчивости сезонного компонента пото­
ков не так сильны, и здесь уже преобладают циклические
компоненты. Более или менее уверенно по 18-летним рядам вылеп­
ляются 3—4-летние колебания сезонного компонента потоков, ко­
торые проявляются в Норвежском и Северном морях, Гольф­
стриме, Тропической ЭАО I рода. Наибольшая неустойчивость со­
258
отношения Боуэна наблюдается у Новой Шотландии. При этом
суммарный климатический поток здесь
меняется
достаточно
плавно. Видимо, можно говорить о взаимной компенсации кли­
матических потоков явного и скрытого тепла в этом районе.
Двухлетние колебания тепловых потоков
анализировались
нами с помощью критерия серий. На рис. 5,31 а, б приведены
Р и с . 5 .3 0. М с ж го д о в ы е изм ен ени я п л о щ а д и ( 1 ) , уд ел ь ны х сум м ар ны х т е п ­
лов ы х потсжои ( 2 ) , и нтеграл ь ны х потоков ( 3 ) , с м е щ е н и я ц ен тр а (4) для
Э А О Н ь ю ф аун дл ен дец ой (а ) н Гол ьф стр им ( б) .
карты, показывающие достоверность гипотезы о наличии двух­
летней цикличности для сезонного (рис. 5.31 а) и климатического
(рис. 5.31 б) компонентов интегральной теплоотдачи. Очаги наи­
более интенсивного проявления двухлетних колебаний имеют на
этих картах разную локализацию. Области значимого присутствия
в рядах двухлетней цикличности для климатического компонента
приурочены к районам
взаимодействия
крупномасштабных
17*
2БЭ
Рнс. 5.31. Вероятность присутствия в рядах двухлетней
цикличности для сезонной (а) и климатической (о) ком­
понентов теплоотдачи. На врезках приведены примеры
рядов со сбоями регулярных двухлетних колебаний.
о к еа н с к и х к р у г о в о р о т о в и к эк в а т о р и а л ь н ы м о б л а с т я м . Д в у х л е т ­
няя ц и к л и ч н ость с е з о н н о г о к о м п о н е н т а н а и б о л е е и н тен си в н о п р о ­
я в л я ется в ц е н т р а л ь н ы х о б л а с т я х к р у г о в о р о т о в , г д е с а м и з н а ч е ­
ния с е зо н н ы х п о т о к о в н ев ел и к и .
П р и а н а л и з е р я д о в с в ы р а ж е н н о й д в у х л е т н е й ц и к л и ч н о ст ь ю
(рис. 5 .3 1 ) о б н а р у ж и в а ю т с я н а р у ш е н и я , с б о и р е г у л я р н ы х д в у х ­
л ет н и х к о л е б а н и й , п о с л е к о т о р ы х в н ов ь в о с с т а н а в л и в а ю т с я р е ­
гу л я р н ы е к о л е б а т е л ь н ы е д в и ж е н и я . К а к о т м е ч ен о вы ш е, в [75] т а ­
кие н а р у ш ен и я с в я з ы в а ю т с я с я в л е н и е м п е р е б р о с а , п ри к о т о р о м
си с т е м а п е р е х о д и т в д р у г о е р а в н о в е с н о е с о с т о я н и е , х а р а к т е р и ­
зу ю щ е е с я р е г у л я р н о й д в у х л е т н е й ц и к л и ч н о ст ь ю . И з а н а л и з а р я ­
дов н а р и с. 5.31 с л е д у е т , ч то т а к и е с б о и о т м е ч а л и с ь в 1 9 6 4 и
1969 гг. С б о и д в у х л е т н е й ц и к л и ч н о ст и ф а з в е т р а в эк в а т о р и а л ь н о й
с т р а т о с ф е р е п о [75] о б н а р у ж и в а ю т с я в 1 9 6 3 и 1 9 6 8 гг. П р и ч ем
при с б о е см ен ы в ост о ч н о й ф а зы н а з а п а д н у ю (1 9 6 3 г.) в к о л е б а ­
ни ях с е з о н н о г о к о м п о н ен т а п р о и с х о д и т с б о й т и п а ( --------) , а в к о ­
л е б а н и я х к л и м а т и ч е с к о г о -^ т и п а ( + + ) . И н а о б о р о т , с б о й см ен ы
зап адн ой
ф а зы
иа
в о ст о ч н у ю (1 9 6 8 г.) п р е д ш е с т в о в а л с б о ю
тип а ( + + ) в с е з о н н о м к о м п о н е н т е н ( -------- ) в м и м эт и ч ес к о м .
С бои
хар ак тер и зую тся
э к с т р е м а л ь н ы м и зн а ч е н и я м и с а м и х п о ­
токов.
И ссл едов ан и е м еж годов ой ди н ам и к и Э Л О за ста в л я ет з а д у ­
м аться о п р и ч и н ах, к о т о р ы е п о р о ж д а ю т э т и д и н а м и к и , в п е р в у ю
о ч ер ед ь о к р у п н о м а с ш т а б н ы х п р о ц е с с а х , п р о и с х о д я щ и х в ц и к л и ­
ческ и х с и с т е м а х т еч ен и й С е в е р н о й А т л а н т и к и п ри и х в з а и м о д е й ­
ствии с а т м о с ф е р о й ,
5.4.
Особенности взаимодействия
с атмосферой океанских круговоротов
и динамика энергоактивных областей
Д л я а н а л и з а в ы я в л ен н о й в п р е д ы д у щ е й г л а в е п р о с т р а н с т в е н ­
ной д и н а м и к и Э А О и о п р е д е л е н и я е е п р и ч и н , а т а к ж е р о л и Э А О
в циркуляционны х си стем ах ок еан а
н еобходи м о
исследован и е
в за и м о д ей с т в и я с а т м о с ф е р о й о с н о в н ы х я ч е е к ц и р к у л я ц и и — к р у п ­
н о м а сш т а б н ы х ц и к л о н и ч ес к и х и а н т и ц н к л о н и ч е ск и х к р у г о в о р о т о в
как сп е ц и ф и ч е ск и х к о л е б а т е л ь н ы х с и с т е м , р е г у л и р у е м ы х о б р а т ­
ными св я зя м и .
А н а л и з о б р а т н ы х с в я з е й в с и с т е м а х ц и к л и ч еск и х к р у г о в о р о ­
тов т еч ен и й в о к е а н е п ри и х в з а и м о д е й с т в и я с а т м о с ф е р о й п р е д ­
ст а в л я ет с о б о й в о зм о х ш о с т ь р а с с м о т р е н и я и н т е г р а л ь н ы х х а р а к ­
т ер и сти к в за и м о д е й с т в и я . К в а з и с т а ц и о н а р н ы е к р у г о в о р о т ы ти п а
с у б т р о п и ч е ск и х ан т и ц и к л о н и ч ес к и х и с у б п о л я р н ы х ц и к л о н и ч ес к и х
я в л я ю тся м и н и м ал ь н ы м и п р о с т р а н с т в е н н ы м и с т р у к т у р а м и , о т р а ­
ж а ю щ и м и ф и зи ч е с к и е о с о б е н н о с т и к р у п н о м а с ш т а б н о г о в з а и м о ­
д ей ст в и я о к е а н а и а т м о с ф е р ы .
О д н а и з п ер в ы х м о д е л е й а в т о к о л е б а н и й в с и с т е м е А т л а н т и к а —
п о л я р н ы е л ь ды б ы л а п р е д л о ж е н а Ш у л е й к и н ы м и Е р ш о в о й [3 2 7 ].
В заи м од ей ст в и е с атм осф ер ой зд е с ь в явном в и де не учи ты валось,
26 L
что су щ ес т в е н н о о б е д н я л о м о д ел ь , к о т о р а я , о д н а к о , п р о д е м о н с т ­
рировала в озм ож н ость сам ов озбуж д ен и я к олебан и й теп ловы х х а ­
р а к т ер и ст и к о к е а н а . В к а ч еств е о б р а т н о й св я зи в 1327] в ы с т у п а л о
в за и м о д е й с т в и е
л ед о в и то сти
А р к т и ч еск о г о б а с с е й н а с т е п л о м ,
п р и н оси м ы м С ев ер о -А т л а н т и ч еск и м т еч ен и ем :
d I i d x - - f ( Q - Q 0),
г д е / — к о л и ч ест в о льдов в А рктике; (Q — Q o ) — у в е л и ч е н и е т е п ­
лового
С ев ер о -А т л а н т и ч еск о г о
т еп л о го
т еч ен и я ,
п ри водящ ее
к ум ен ь ш ен и ю м а ссы л ь д а и ув ел и ч ен и ю к о л и ч е ст в а х о л о д н ы х
в о д , в о зн и к ш и х в п р о ц е сс е таян и я и п о с т у п а ю щ и х н а ю г с Л а б ­
р а д о р ск и м т еч ен и е м . Они у ж е п р и в од я т к ф о р м и р о в а н и ю о т р и ц а ­
тел ь н ой т еп л о в о й ан ом али и в к р у г о в о р о т е. Д л я ф у н к ц и о н и р о в а ­
н и я т а к о й си стем ы в р еж и м е а в т о к о л еб а н и й н е о б х о д и м п о с т о я н ­
ны й и ст оч н и к эн ер ги и . А н а л и зу т а к о г о
и сточ н и к а
не
удел ен о
в [318] д о с т а т о ч н о в н им ания, хотя ф и зи ч ес к а я п р и р о д а е г о п о ­
н я тн а.
.
Д и ф ф е р е н ц и а ц и я п л отности в п о л е силы К о р и о л и с а в с у б т р о ­
п и ч еск ом к р у г о в о р о т е на к ач еств ен н ом у р о в н е и зу ч а л а с ь А й с е л и н о м [435] п р и м ен и тел ь н о к С а р г а ссо в у м о р ю . И м о б н а р у ж е н о ,
что эт о т б а л а н с р егул и р уется гео м етр и ей к р у г о в о р о т а : у с и л е н и е
ц и р к ул я ц и и п р и в оди т к со к р а щ ен и ю ег о д и а м е т р а , о с л а б л е н и е —
к у в ел и ч ен и ю . Т ак им о б р а з о м , п ер и оды « за м е д л е н и я » и « у б ы с т р е ­
ни я» Г о л ь ф с т р и м а п р и в одя т к д о с т и ж е н и ю им с о о т в е т с т в е н н о б о ­
л е е в ы сок и х и б о л е е н и зк и х ш ирот. О д н а к о оп и са н н ы й м е х а н и з м ,
в и д и м о, н ел ь зя сч и тать ун и в ер сал ь н ы м д л я р а зл и ч н ы х в р е м ен н ы х
м а сш т а б о в . Д и н а м и к а го р и зо н та л ь н о го к р у г о в о р о т а и с с л е д о в а н а
т а к ж е Й а к -И в е н о м [418]. В р а б о т е Б ь е р к н е с а [3 4 7 ] р а с с м а т р и в а ­
ет ся а т м о с ф е р н о е в л и я н и е н а к р угов ор о т . А н а л и з у с у б т р о п и ч е ­
ск о г о а т л а н т и ч е ск о го к р угов ор от а п о св я щ ен ы р а б о т ы В . Б . Ш у л ей к и н а [322, 324]. И м о б н а р у ж ен ы с о б с т в е н н ы е к о л е б а н и я в с и ­
с т ем е
и
объяснено
п оя в л ен и е
1 4 -м еся ч н о й
п ер и о д и ч н о ст и
в к о л е б а н и я х т ер м и ч еск и х х а р а к т ер и ст и к к р у г о в о р о т а .
А, И. Д у в а н и н [114, 115] п р е д л о ж и л к а ч е с т в е н н у ю ф и з и ч е ­
ск у ю м о д ел ь в за и м о д ей с т в и я , где о б р а т н а я св я зь з а д а в а л а с ь у ж е
ч ер ез а т м о с ф е р у . С огл асн о [115] ск о р о ст ь в о зд у ш н о г о п о т о к а
над
к р у г о в о р о т о м ■ (а сл ед о в а т ел ь н о , и ск о р о ст ь э к м а н о в с к о г о
д р е й ф а ) о п р е д е л я е т с я р азн ост ь ю т е м п е р а т у р в о д ы с е в е р н о й и
ю ж н о й ч а ст ей к р угов ор от а:
и = щ Н- р Д Г .
(5 .2 5 )
П р и н ц и п и а л ь н о то, что автор [115] у к а з а л н а г л а в е н с т в у ю щ у ю
р о л ь в ет р о в о г о п ер ен о с а . И з [115] с л е д у е т , что в р а с с м а т р и в а е ­
м ом
д и а п а з о н е м а сш т а б о в к р у п н о м а с ш т а б н о е в з а и м о д е й с т в и е
о б е с п е ч и в а е т с я ср ав н и тел ь н о тонким сл о е м о к е а н а , с о о т в е т с т в у ю ­
щ и м в е р х н е м у п ер ем е ш а н н о м у сл ою . Д е т а л ь н о е р а зв и т и е м о д е л и
[1 1 4, 115] с д е л а н о в р а б о т а х [97— 100, 314]. А в т о р ы р а с с м а т р п 262
ваю т н ео д н о р о д н о е ур авн ен и е теп лоп роводн ости дл я д в и ж ущ ей ся
н си дк остн [144]:
d T j d t + (и • v) 7* -
k \ " T + Qf(Cpp),
(5 .2 6 )
г д е Q — ф у н к ц и я в н еш н и х и сточн и к ов; k — к о эф ф и ц и ен т т е м п е ­
р а т у р о п р о в о д н о с т и . П о л я т е м п е р а т у р ы и ск о р о ст и р а зд е л я л и с ь
н а ст а ц и о н а р н ы й и н е с т а ц и о н а р н ы й ком п он ен ты , п ри чем м о щ ­
н ость т еп л о в ы х и ст оч н и к ов п р е д п о л а г а л а с ь
п остоя н н ой .
Т огда
в м е с т о (5 .2 6 ) и м е л и м е с т о д в а у р а в н е н и я :
(и„ ■ V )r e -ftv*T o + Q/(Cpp);
(5 .2 7 )
d T / d t + (u u • \ ) Т , » ( Ul • 7 ) Г 0 + k ^ 7 \ ,
г д е и н д ек с ы «О» и « 1 » с о о т в ет ст в у ю т с т а ц и о н а р н о м у с о с т о я н и ю
и в о зм у щ е н и я м . Р е ш е н и е (5 .2 7 ) с уч етом (5 .2 5 ) п о зв о л и л о о б н а ­
р у ж и т ь а в т о к о л е б а н и я в си с т е м е . А в ток ол еб а тел ь н ы й р еж и м бы л
п о л у ч е н и н а л а б о р а т о р н о й м о д е л и [97, 100], с о зд а н н о й в с о о т в е т ­
ст в и и с [1 1 4 , 115], г д е и н тен си в н о ст ь в р ащ ен и я в ен т и л я т о р а , р а з ­
г о н я в ш е го в о д у в к о л ь ц ев о м к а н а л е , р егу л и р о в а л а сь т ер м о п а р о й ,
ф и к си р о в а в ш ей т ем п ер а т у р н ы й к о н тр а ст сев ер н о й и ю ж н о й ч а ­
с т ей к о л ь ц а . В а ж н ы м сл е д у ю щ и м ш агом в п он и м ан и и ф и зи к и
в заи м одей ств и я
крупном асш табны х
ок еа н ск и х
к р у го в о р о т о в
с а т м о с ф е р н о й ц и р к у л я ц и ей я в и л и сь р аб о ты В. Г. К о р т а [162,
163]. О б о б щ е н и е и а н а л и з б о л ь ш о г о к ол и ч ест в а э к с п е р и м е н т а л ь ­
ны х д а н н ы х п о С е в е р н о й П а с и ф и к е [162] п о зв о л и л и а в т о р у п р е д ­
л о ж и т ь с х е м у в за и м о д е й с т в и я , р е г у л и р у е м у ю св я зью м е ж д у п е р е ­
н о си м ы м в к р у г о в о р о т е иа се в ер т еп л о м и п о л о ж е н и е м с у б п о л я р ­
н о го ф р о н т а , х а р а к т е р и зу ю щ и м и н тен си в н ость з а п а д н о г о п ер ен о с а
в а т м о с ф е р е . Б л и з к а я по и д ео л о г и и м одел ь д л я С ев ер н о й А т л а н ­
ти к и п р е д л о ж е н а В . Г . К ор том в [163]. О т м ети м , что в [162] п р о ­
в е д е н г л у б о к и й а н а л и з р ол и р а зл и ч н ы х сл о ев о к еа н а в о в з а и м о ­
д е й с т в и и с а т м о с ф е р о й н а р а зн ы х в р ем ен н ы х м а с ш т а б а х . Т е р м о ­
д и н а м и ч е с к а я м о д е л ь , о б ъ я с н я ю щ а я сх е м у , п р е д л о ж е н н у ю в [162],
п о с т р о е н а в [58]. В р а б о т е [58] р а ссм а т р и в а е т ся с л е д у ю щ а я о б ­
р а т н а я св язь: I ) и н тен си в н о ст ь а т м о с ф е р н о й ц и р к ул я ц и и о п р е д е ­
л я е т с я м ер и д и о н а л ь н ы м и к о н т р а ст а м и
а н ом ал и й
т ем п ер а ту р ы
в о д ы в р а й о н е о к еа н и ч е ск о го ф р о н т а ; 2) и зм е н е н и е в етр а вы зы ­
в а е т а н о м а л и и ск о р о ст и т еч ен и й и п оток а теп л а на п о в ер х н о ст и
о к е а н а ; 3) эти ф а к т о р ы п р и в о д я т к и зм ен ен и ю а н о м а л и й т е м п е ­
р а т у р ы в о д ы , что в св о ю о ч ер ед ь м ен я ет ск о р о сть в ет р а . Д л я д в у х
к о л ь ц ев ы х к а н а л о в в [58] р а ссм о т р е н ы у р а в н ен и я т и п а ( 5 .2 7 ) и
п олучено
р асп ростр ан ен и е
п р о г р есси в н ы х т ем п ер а т у р н ы х воли
в д о л ь к р у г о в о р о т а . М и н и м а л ь н а я ф а зо в а я ск ор ость т е м п е р а т у р ­
ной в ол н ы н а б л ю д а е т с я тогда,- к о г д а п о л о ж и т е л ь н а я а н о м а л и я
н а х о д и т с я в р а й о н е <;н а г р е в а т е л я » (ю ж н о й п е р и ф е р и и ). О т м е ч а ­
ет ся н е р а в н о м е р н о с т ь ф а зо в о й ск о р о ст и в д о л ь к р у го в о р о т а . С у щ е ­
ст в о в а н и е т е м п е р а т у р н о й в ол н ы с д л и н о й , р авн ой д л и н е к р у г о ­
в о р о т а , о т м е ч а е т с я в [393].
263
Обобщенная схема физических моделей взаимодействия
д уш и н [its}
корт Ган]
Берингу „■гР. [j«]
Усиление адВвкции тепла Севера-Атлантцчетим течением и формирование тепловой
____________________ аномалии в Гольдхтриме _______________ _ _ _ _ _
П р и н ц и п и а л ь н о й с точк и з р е н и я в л и я н и я а т м о с ф е р ы н а д и н а ­
м и к у к р у г о в о р о т о в в о д п р е д с т а в л я е т с я р а б о т а [3 4 1 а ], г д е о б р а т ­
ная св я зь за д а в а л а с ь м еж д у н ап р я ж ен и я м и в етр а х и р а зн о ст ь ю
т е м п е р а т у р в о д а — в о з д у х ( 7 V — Г а):
т = т„ [ 1 + е ( Г м - Г в)],
г д е s — м о д ел ь н ы й п а р а м е т р . И с п о л ь з о в а л о с ь
н оса теп ла в ди верген тн ой ф орм е:
dT^jdt -
~ k ( T w ~ та) -
( 6 .2 8 )
уравнение
пере­
[a ( иТш) /дх - ь a ( v f w) / d y ] +
+ A h {д*Тш1дх2 + d - T J d y 2),
( 5 .2 9 )
где
чер та
с в е р х у о б о з н а ч а е т у с р е д н е н и е по в е р х н е м у с л о ю .
У р а в н е н и е (5 .2 9 ) р а с с м а т р и в а л о с ь о т д е л ь н о в з а п а д н о й п о г р а ­
ничной обл асти и р а й о н е откры того, «св ер др уп ов ск ого» о к еа н а .
З а м е т и м , что т а к о е ж е р а з д е л е н и е м о д е л ь н о й о б л а с т и и с п о л ь з о ­
в а л и И е р л н и Я и [433]. Т е м п е р а т у р а в [3 4 1 а ] з а в и с е л а т о л ь к о
о т ш п р о т ы . М о д е л ь н ы е эк с п е р и м е н т ы п о зв о л и л и п о л у ч и т ь м н о г и е
в а ж н ы е э ф ф ек т ы и в том ч и с л е н е о б х о д и м о с т ь в з а и м о д е й с т в и я
с у б т р о п и ч е с к о г о и с у б п о л я р н о г о к р у г о в о р о т о в . С то ч к и з р е н и я
п ри р оды т а к о е в за и м о д ей ств и е н ео б х о д и м о , есл и р ассм отр еть б а ­
л а н с со л н в д в у х э т и х к р у г о в о р о т а х . П р и о т с у т с т в и и о б м е н а о н
н а р у ш а е т с я в в и д у почти « ч и ст о г о » и с п а р е н и я в с у б т р о п и ч е с к о м
и п оч ти « ч и ст ы х » о с а д к о в в с у б п о л я р н о м к р у г о в о р о т е . О б р а т н а я
с в я з ь т и п а ( 5 .2 8 ) р а с с м а т р и в а л а с ь Э м е р и ее ЧанадгЕ [3 9 0 ] д л я
ц и к л и ч е с к и х т еч ен и й в о з е р а х . И с с л е д о в а н и я к р у г о в о р о т а и а к р у п ­
н о м а с ш т а б н о й ч и сл ен н о й м о д е л и п р и в о д я т с я в [334]. Н е к о т о р ы е
о б р а т н ы е с в я з и о б с у ж д а ю т с я в [3 8 1 , 573 ], Ц е п о ч к а с в я з е й в т е ­
ч е н и е о д н о г о ц и к л а п о р а б о т а м [115, 162, 3 4 1 ], п р е д с т а в л е н а и а
о б о б щ е н н о й с х е м е ф и зи ч е с к и х м о д е л е й в з а и м о д е й с т в и я . З а м е т и м ,
ч то п ол н ы й цик л во в с е х м о д е л я х о с у щ е с т в л я е т с я п р и м е р н о о д и ­
н а к о в о , х о т я и ч ер ез р а зл и ч н ы е о б р а т н ы е с в я з и . П р и н ц и п и а л ь ­
н ой ч ер т о й т а к и х с в я з е й я в л я е т с я в з а и м о в л и я н и е т е п л о в ы х с в о й с т в
о к еан а и ди н ам и ч еск и х хар ак тер и сти к атм осф еры . О дн ак о си л ь ­
ны е о б р а тн ы е св я зи в оп и сан н ы х м о д ел я х н е в сегда ср а б а т ы в а ю т
о д н о з н а ч н о . В и д и м о , к р у г о в о р о т ы в о д я в л я ю т ся а в т о к о л е б а т е л ь ­
ны ми си стем ам и нак оп и тельн ого типа, тр ебую щ и м и м е х а н и зм а
о т в о д а эн е р г и и , д е й с т в и е к о т о р о г о м о ж е т бы ть с в я з а н о с э н е р г о а к ти в и ы м и зо н а м и , л е ж а щ и м и в с т р у е к р у г о в о р о т а .
Для
ан ал и за
в заи м одей ств и я с а т м осф ер ой а т л ан ти ч еск ого
с у б т р о п и ч е с к о г о к р у г о в о р о т а м о ж е т бы ть п р и м е н е н и н т е г р а л ь н ы й
п о д х о д , р а с с м о т р е н н ы й в г л а в е 2 [19, 89]. В д а н н о м с л у ч а е
реч ь б у д е т и д т и о п р о ц е с с а х , ц и к л и ч е ск и х п о п р о с т р а н с т в у .
Б у д е м а н а л и з и р о в а т ь а т л а н т и ч е ск и й
субтр оп и ч еск и й
круго­
в о р о т , со с т о я щ и й и з т еч ен и й
Г ольф стрим а,
С е в е р о -А т л а н т и ч е ­
ск о го , К ан ар ск ого, С еверн ого П а сса т н о го , А н ти л ьск ого и К а р и б ­
ск ого.
И сп о л ь зо в а н н а я
траектория круговорота при веден а н а
265
р и с . 5.3 2 а . З н а ч е н и я т е м п е р а т у р в о д ы и в о з д у х а з а к а ж д ы й м е ­
ся ц интерп оли ровали сь на эт у траек тор и ю в 2 7 точках, п о к о т о ­
ры м п р о и з в о д и л с я р а сч ет . П о п ол уч ен н ы м д а н н ы м з а ках<дьгй
м е с я ц ст р о и л и сь к ри в ы е Та = { { Т №) , п р и в е д е н н ы е н а р и с. 5 ,3 2 б
в д в у х м е с я ч н о м о с р е д н е н и и , и р а ссч и т ы в а л и сь и х п л о щ а д ь , п р о -
Рис. 5.32, Траектория Атлантического субтропиче­
ского круговорота (ft) п пространственные Г„, Тапетли в двухмесячном осреднении (б).
Цифры — последовательная нумерация точек.
ст р а н ств ен н ы й с д в и г ф а з и д р у г и е х а р а к т ер и ст и к и . О т м ет и м , что
г е о м е т р и я п ет ел ь и и х ф о р м а с у щ е с т в е н н о и зм е н я ю т с я . И з в и д а
п ет л и Та = 1(Тт„) с л е д у е т , ч т о с р о с т о м т ем п ер а т у р ы в о з д у х а т е м ­
п е р а т у р а воды р а с т е т . О д н а к о п о н и ж е н и е т е м п е р а т у р п р о и с х о д и т
по к р и в ой , н е с о в п а д а ю щ е й с п ер в о й , ч то п р и в о д и т к в о з н и к н о в е ­
н и ю ф а зо в ы х р а зн о г л а с и й . З а м е т и м , ч то по ф а з е { о б х о д к о н т у р а
п о ч а с о в о й с т р е л к е в н а п р а в л е н и и т еч ен и я в о д ) в с р е д н е м т е м п е ­
266
р ату р а в о зд у х а о п ер еж а ет тем п ер атур у
воды .
С л е д о в а т ел ь н о ,
в к р у п н о м а с ш т а б н о м в за и м о д е й с т в и и ак ти в н ая роль п р и н а д л еж и т
а т м о с ф е р е . Б ц е л о м а т м о сф ер н ы й к р у го в о р о т , о п е р е ж а л п о ф а зе
о к еа н и ч е ск и й , о т н и м а е т теп л о у н его. Э т о я в л я ется сл ед ст в и ем
т о го , ч то п о а н а л о г и и с в р ем ен н ы м и п етл я м и п р о стр а н ст в ен н а я
T w, 7 V п ет л я р а с п о л а г а е т с я н а р ис. 5.3 2 б н и ж е л и н и и Т а = Т к .
А тм осф ер н ы й в о зд у х в ср едн ем х о л о д н ее циркулирую щ их вод
о к е а н а , а его а к т и в н а я роль, о п р е д е л я е м а я зн а к о м ф а зо в о г о р а с ­
с о г л а с о в а н и я , п р и в о д и т к с е з о н н о м у п ото к у х о л о д а н з атм осф ер ы
в о к еа н .
Д л я т о г о чтобы у ст а н о в и т ь св я зь м е ж д у п а р а м е т р а м и п р о ­
ст р а н с т в е н н ы х 7\„, 7 V п етел ь и и н тегр ал ь н ы м и эн ер гет и ч еск и м и
х а р а к т е р и с т и к а м и с у б т р о п и ч е с к о г о ан тн ц и к л о и и ч еск о го к р у г о в о ­
р о та за п и ш е м д л я н е г о у р а в н е н и я т еп л о п р о в о д н о ст и в д и в ер ген т ­
н о й ф о р м е в ц и л и н д р и ч еск и х к о о р д и н а т а х :
дТя>
I
dt
"т”
и
д
д (иТю)
.
Or
(_
дТш
\
|
1
Э (vTw)
г
Л>
д
:7(шТ’ш)
l)~Tw
1
дг
" f*
и
|
_
~
д^Т щ
= k r - d F \ r - d ^ ) + k(iTz— д & ~ +
'
/е
r„v i
<5 '30)
г д е и, у, w — к о м п о н ен т ы с к о р о с т и д в и ж е н и я , со о т в ет ст в у ю щ и е
ц и л и н д р и ч еск и м к о о р д и н а т а м г, 6, г; k r, ke, ki — к оэф ф и ц и ен ты
т у р б у л е н т н о г о о б м е н а . И н т ег р и р о в а н и е (5 ,3 0 ) в п р е д е л а х п осто­
я н н о й гл у б и н ы в е р х н е г о сл оя h д а с т :
ЗТ
т
~~дГ' '1
д
дг
.
г
I 1.
1
г
^
+ *■ /-3
dfciT’tit)
®
а,
do3
|
. д [
дТ^
Rr ~dF V ~ д Г ~ )
Q
fc o n
рwc pk •
+
\ .
^ ,31^
где
T W)и, v о т в е ч а ю т о ср ед н е н н ы м зн а ч ен и я м п а р а м е т р о в в в ер х ­
н ем с л о е ; Q — т е п л о в о й п о то к в с и с т е м е о к е а н — а т м о с ф е р а , о п р е­
д е л я е м ы й р а д и а ц и о н н ы м б а л а н с о м R и п ото к а м и я в н ого и скры ­
т о г о т е п л а Q h и Q%:
Q = i R - Q H - Q s.
(5.32)
П р е д с т а в и м п о л я т е м п е р а т у р в оды и в о з д у х а , с к о р о с т и д в и ­
ж е н и я и т е п л о в о г о п о т о к а в в и д е сум м ы ср ед н ек л и м а т и ч еск о го
к о м п о н е н т а , з а в и с я щ е г о тол ь к о о т к о о р д и н а т , и ц и к л и ч еск о й с о ­
с т а в л я ю щ е й , о т в е ч а ю щ е й с е зо н н о м у х о д у :
T w {r, 0, *) = г ш(г,
+
0, 0 ;
Га (г, 0, t) = f a (r, е) + ? „ (г , 0, f);
и ( г , 0, t) = i t ( r , 0 ) + и ( г, 0, f);
(5.33)
и (г, 0, t) = u(r, 0) + о(г, 0, i);
Q(r, 0, f ) - Q ( r , 0) + Q (г, 6, *).
267
Тогда уравнение
0 (“F .)
дг
{5.31)
.
1
^ (5?V)
^
г
rjfj
разделится на два — для стационарной:
t
д (
дТа \
— г бг [
дг
,
J
д*fw
ц г2
,
q
дбй ■* Cpp j i ’
(5 .3 4 )
и для циклической составляющей распространения тепла в кру­
говороте:
ат»
4* ~§р~
с*г
w + иГщ + «Гш ) + - ~ - ( и Г w -J- V Гд, + v T w ) -­
5
с?7\и \
1
l
a*r- |
1
,f o n
q
= ft' - 5 T l vr - 5 r j + '!* - ? r - 3 s ! - + T ^ F -
Строго говоря, члены
д
~ ~ ,
{иТю)
I
и —
д
~ ~
(vTv>)
<5 -36>
могут давать
вклад в уравнение (5.34) в виде постоянной части по времени,
вообще говоря, зависящ ей от координат.
В соответствии с [270] для скоростей и и у можно записать:
На
f "V IXaiPcjPtu
____ g _ j_ _£п____!__ L д Р а __ L a /
f
V =
=
г
сЮ
pwf
г
д0
1 дРд
г
- ff - or
j 4 1— Pwf
V ^ tдг
^ ' +' ' fг лV / —
1—к— Цdrг - f'
ЦвиРаРш
Л)
.
’
(В.Зв)
ц
1
где
|1 щ— кинематические вязкости воздуха и воды; / = 2 Й sin ф;
Л — уроненная поверхность. Д ля перехода от градиентов давления
к градиентам температуры используем соотношение м еж ду при­
земными температурным и барическими полями (2.55):
дРа
дг
Вводя
1 1
дРл
Tf (
дТa
t
1
дТ
а
^ - г - ж - -------п ( т г - + - г т г ) -
Pw
<537>
теперь обозначения n = gff , ш = (-4—Н —— Н Л / ------- — ) »
\ / / V
вместо (5.36) имеем:
и --------n - L
г
*L + m ^
66 1
г
д6
V
Цкррщра /
’
( 5 . 38 )
дг
268
дЬ
П одставляя (5.38) в (5.34), (5 .3 5 ), проинтегрируем (5.34), (5.35)
no г dQ, как на длине тепловой волны X, а затем по d r от 0 до го:
Л
_
%
_ 1
Г (|
5 4о"de+mS
С0
л
m+«S^
dr“
_
Гд i
- 5 s- d r «= j J [ Q A C ^ /e )] r d 0 dr;
.
(5.39)
4-Jj?.r«<r-.(fr.-a--e+jf.4de+
Д.
Л .Ч
+j -5Г
M
/i.
)
+
Й,
_
(J ТГ +j f- T d0+
m
f
-
m
+ ] ?" T <») + »(j"r- -ЗГ * + ] - § - ir+ j - i r df) - m(j T . S ^ i r + j Т.Ф-ЛГ + J f . % - dr) =
—
J j \jki( Cpvwfi)[r d b d r .
(5.40)
При интегрировании линейные члены правой части обратились
в нуль. В ведем изменение со временем энтальпии верхнего слоя
круговорота
А.
и ' - 4 г 1 \ T w9wCPh r d b d r ,
(5 .4 1 )
о о
проинтегрированный по площ ади круговорота S приходо-расход
тепла на поверхности
Q r d0 dr,
Q =
s
Q = $ $ Qr dQdr,
s
и обозначим:
h
n
w
~
j
i
4
r
m
-
n m - j
269
Тогда (5 .3 9 ), (5.40) можно переписать в виде
~ n l ( T J i ) + m i ( f j a) + n j (f-S)) H/\CpPs,fo) — n [ /
m l ( , f j T a) = ^ l ( C PpJi )-
jj, T]) -j- / ( V о;, T)) 4 " l Ст'щ Т)')! 4 " tfl L?
(5 .42)
Г а ) "h
- 1- / ( ? » ? « ) + / (? « ? „ ) ! + и I / ( r E,^ ) 4 - l ( f ^ ) 4- / { г . ч ) ] -
m [ / ( f *,Ta) + J ( f u T a) + I ( ? . ? « ) ] - Q/(CPp„ft).
Введем зависимость Ta, Тю, i) от г:
.
T w [r, е) = Гшй- б ( г - / - 0)Ц)(0);
Га (г, 0) = Га0 — £ (г — /-(,) л!>(О);
11 {г, 0) = tin 4 'Y (r “ r«).
гд е Twа, Гпе, ле — значения наивнейшей границе круговорота; £,
£, у — эмпирические размерные коэффициенты;
ф — гармониче­
ская функция по 0. Теперь для интегралов / ( / / ) имеем:
J (ТШ
Т а) = l r e sin 0 (Гшй + 31 Sin QrJ2);
(5 .4 4 )
J (Г.тй = у Го (Г3,9 — 3 | sin 0г„/2).
Н иж е мы приведем оценки отдельных членов (5.42), (5.43). Пока
ж е попробуем дать физическое толкование интегралов / (ТгоТ а) и
/ { Т у , Т а), для простоты используя задание для скоростей вместо
(5.38) обратной связи
II
U — uVTa — а_ [f г*
дТа
^
,
дг 1] ,
дТа
ранее использованной нами. Тогда вместо
иметь
m [I ( f J a ) - J { f , J a)} =
(5.39),
(5.40)
q I(C? p J i );
будем
{5 .4 5 )
Н / ( С РршН) -j- m [ l { f j a) + / ( f wf a) + / ( г таг 0) ] - n i [ j { f wf a) +
J ( j wf a) + j ( f J f a)] = Q j ( C p p wk).
(5 .4 6 )
Левые части (5.45), (5.46) доказывают, что энергия, переда­
ваемая атм осф ере верхним слоем океана, проинтегрированная
по площади круговорота, зависит от изменения энтальпии и от
взаимодействия м еж ду термическими полями атмосферного кру­
говорота и океанского круговорота вод. П од интегралами 1(1, /)
стоят выражения, характеризую щ ие взаимодействие м еж ду ста­
ционарными
термическими
полями
океана
н
атмосферы
Т™( d T j d t ) , м еж ду сезонными, циклически меняющимися полями
температур воды и воздуха Tt0( dTJdQ ),
270
м еж ду
климатическим
(5.43)
термическим полем океана и сезонным полем температур атмо­
сферы T w i d T J d t ) , м еж ду
циклическим
14#
температурным
полем
__
океана п климатическим атмосферы Tw{dTaj d t ) . Интегрирование
этих выражений дает работу, приложенную термическим полем
атмосферы к океану или наоборот. В результате мы получаем
х
Г дТ
интегралы вида j T w- ^ - d & , которые для удобства интерпретации
в предположении постоянства сдвига фаз по г могут быть зам е­
нены интегралами
.
$ t (ТшТа) =
5о1 Ты -дт
J2- m
■
= <6 Гкг„ d T ah
L
(5.47)
представляющими собой замкнутые кривые Та = {(Т,с), построен­
ные в координатах «У1Г— Т аъ на длине тепловой волны (в д а н ­
ном случае на траектории круговорота L ) . Полагая TW= TWоХ
X cos (2л 1/L), 7'0 = 7’(io cos, (2nl jL + ф ), по формуле
4}l 0 иХ«) ~ arcs in [SL (Т taT а){(Т доТ шя)],
(5.48)
аналогичной (2 .33), мож ет быть получен пространственный сдвиг
фаз м еж ду волнами тепла в воде и в воздухе. Поток энергии,
определяемый обменом через поверхность круговорота при от­
сутствии обмена через нижнюю границу, расходуется, видимо, на
изменение теплового состояния вод л на поток энергии через бо­
ковую границу, составляющ ие которого могут быть вычислены
через интегралы типа J ( l, / ) , отраж аю щ ие рассогласованность
температурных полей в океане и в атмосфере в радиальном на­
правлении.
В (5.31) мы для простоты предполагали, что глубина верх­
него слоя h постоянна и вертикальная адвекция на нижней
границе этого слоя отсутствует. При учете изменений к по 0
и г, т. е, прн /г = / ( 0 , г) в (5 .3 1 ), а затем в (5.39), (5.40) после
интегрирования по переменному пределу появятся члены, содерж ащ н е
интегралы
т
д1г
т -д}
jГ 7\й^ - ал6а и JГ Tw
^г
p - dиr , ответственные за
перераспределение тепла на нижней границе, а изменение энталь­
пии верхнего слоя будет определяться так ж е членом
Tw dh!dt.
Д остаточно сильной гипотезой является и задание зависимостей
Та (г, в ) , Tw (r, 0) в виде, приводящ ем к (5.44), однако эти вы­
кладки следует рассматривать не как строгую постановку задачи,
а скорее как одну из возможных физических интерпретаций эф ­
фектов, обнаруж енны х при обработке эмпирического материала.
Приведенны е ниж е приближенны е оценки подтверждаю т допусти­
мость сделанных предположений.
271
Д л я 18 лет с 1957
ные среднегодовы е Т т
годовая изменчивость
ведена на ряс, 5.33 а.
ответствуют
по 1974 г. были построены пространствен­
Та~петли и рассчитаны их параметры. М е ж ­
площадей петель и фазовых сдвигов при­
В постановке (5.45), (5.46) эти петли со­
интегралу
ф Tw d T a, отраж аю щ ем у взаимодействие
L
стационарных климатических полей. Отметим сущ ественную меж6]
0,2
0,1
Рис. G.33. Межгодовая (а) и сезонная (6} изменчивость про­
странственных фазовых различий температур воды и воздуха
п площадей пространственных Т Г„-петель.
годовую изменчивость разности ф аз среднегодовы х полей. За
18 лет изменялась почти вдвое от 0,1 до 0,19 рад. Ф азовые
сдвиги являются мерой взаимного приспособления полей, и, есте­
ственно, чем они меньше, чем меньшую работу совершает тепло­
вое поле атмосферы над тепловым полем воды. Эта работа про­
порциональна площадям Tw, Та-петель. К ак раз в 1965 г. (год
минимального сдвига ф аз) величина S(T«,7\t) такж е имела ми­
нимальное значение, а в 1959, 1969, 1973 гг. достигала м акси­
мумов.
По ежемесячным среднеклиматнческим данным нами были
рассчитаны фазы и площади петель 5 i { 7 ,,(,7't[), сезонный ход ко­
торых представлен на рис. 5.33 б. Обратим внимание иа значи­
тельную амплитуду сезонных колебаний. В летние месяцы сдвиг
фаз становится близким к нулю, что свидетельствует о сильном
272
взаимном приспособлении полей в атмосфере и в океане в летиий сезон. В зимние месяцы, наоборот, тепловое поле океана со­
вершает максимальную работу по прогреву атмосферы.
Возвращ аясь к рис. 5,32, заметим, что н показатель средне­
климатического контраста м еж ду океаном и атмосферой — распо­
л ож ени е петли 7,п = Н ?’ш) по отношению к линии Tw = Т„ ™ также
Р г Па
Рис, 5,34, Сопоставление межгодовой
изменчивости фазовых сдвигов н пло­
щадей Tw, Та-петель с интегральным-!!
климатическими
параметрами над
Европейским континентом,
1 — фазоэью сдои г»; 2 — площади петель;
3 — давление
над
Ёэра эпсП;
4 — т е м пе ра -
ту рек воздуха Етд европейской частью
СССР; й — осадки «ид сщютшйскЫ! частью
СССР,
имеет сезонный ход. Легко видеть, что согласованность по фазам
в летние месяцы сочетается с температурным взаимоприспособлением воды и воздуха. И наоборот, зимнее рассогласование отме­
чается как в фазовых сдвигах, так н в тепловом контрасте.
Н а рис. 5.34 многолетняя изменчивость характеристик инте­
грала Sjr,{7VJ\t) сопоставлена с некоторыми интегральными кли­
матическими параметрами над Евразией. Отметим высокую со­
гласованность изменчивости
(7УГ„) с атмосферным давлением
над Евразией, Величины S i / ( f w7 n) неплохо коррелируют с о са д ­
ками над континентом.
Д ля исследования многолетней динамики нами были рассчи­
таны значения интегралов Ф T„;d T a за каждый месяц с 1957 по
1974 г. Н а рис. 5.35 а приведены многолетние ряды за 18 лет
за каждый месяц площ адей Tw, Го-петель. Отметим четко выра­
ж енную годовую цикличность в приведенных рядах. В рядах ве­
личин фь и S b ( T wTa) имеются нарушения годовых колебаний, что
13
З а к а з № 1S
273
свидетельствует о том, что фаза сущ ественно ослож няет сезон ­
ную цикличность амплитудных характеристик. Отметим, что влетние месяцы в отдельные годы наблю даю тся отрицательные зн а ­
чения величии SL(TniTa), что соответствует опережению волной
S f° c )3
цикл/гов
Рис. Б,35. Временной ряд с 1957 ло 3974 т. площадей простран­
ственных 7’ц,, Та-петель (а) и спектр этого ряда (б),
Б океане атмосферной волны, В этом случае работу у ж е совер­
ш ает океанский круговорот над атмосферным. На рис. 5.35 6
приведен спектр полученных рядов, который имеет значимый пик
на годовой частоте.
Д ля анализа колебаний на окологодовых частотах нами такж е
проанализирован ряд, соответствующий
интегралам
ф'Т^гП'а,
вычисленным по рядам Tw и Та, из которых была исключена
годовая
гармоника
(рис. 5.36 а ) .
В
спектре этого
ряда
(рис. 5.36 6 ) отмечаются колебания на частотах, соответствующих
периоду
примерно
14,7 мес., что подтверж дает сущ ествование
5 (°c J 2
fifty*
Рис, 5.36. Временной ряд с 1957 по 1974 г. значений интеграла (J> TwdTa,
вычисленного по рядам с исключенной годовой гармоникой (а), и спектр
этого ряда (6).
14-месячиой цикличности в субтропическом круговороте, объ я с­
ненной В. В. Шулейкиным в [323]. Немногочисленность экспери­
ментальных подтверждений этого результата объясняется н еоб­
ходимостью
рассмотрения
интегральных характеристик круго­
ворота.
18*
27 5
Интересным
представляется
сравнение
различных членов
(5.45), (5 .4 6 ), которое мож ет показать роль-взаим одействия на
различных временных масш табах и энергетику взаимодействий
м еж ду этими масштабами. Оценки в двухмесячном осреднении
по данным з а 1959 г. приведены в табл. 5.10.
Таблица 5.10
Оценка интегралов уравнений (5-45), (5.46) для атлантического
субтропического круговорота за 1959 г.
I—II
^ ТmdTа
ITwdTa
fTvdTa
f TR,dTa
m —fv
V— VI
VII—VIU
IX—X
XI— XII
19,20
19,20
19,20
19,20
19,20
19,20
2,22
1,61
—0,27
3,31
—0,12
—0,60
11,03
2,94
—9,35
— 14,84
2,11
13,07
— 13,63
—7,90
5.35
17,18
10,09
—6,74
Отметим, что члены, отвечающие взаимодействию климатиче­
ских полей, в 5— 10 раз превосходят сезонные. Это говорит о том,
что главным фактором, определяющ им динамику круговорота,
•является климатический тепловой контраст м еж ду его северной
и южной перифериями, что позволяет надеяться на успех при ис­
пользовании относительно простых обратных связей типа [115,
341а] при моделировании. Интересным является тот факт, что ин­
тегралы, отвечающие взаимодействиям м еж ду сезонными и кли­
матическим» тепловыми полями в воде и воздухе, оказываются
сравнимы с климатическими членами. Океан в интеграле Si,{T-wTa)
и атмосфера в $ z ( Т,гТа) выступают в качестве дестабилизаторов,
активно воздействующ их на климатически осредненные, консер­
вативные поля соответственно в атмосфере и в океане. Ф изиче­
ская феноменология таких процессов анализировалась в [2 21 ].
Наиболее сильно дестабилизирую щ ее действие океана проявля­
ется в зимнее время. Знакопеременный интеграл f f w P T a отвеL
чает роли сезонного хода в формировании динамики кругово­
рота. Замкнутая кривая, соответствующ ая этому члену, возникает
из-за контраста, создаваем ого различными амплитудами годового
хода на севере и на юге. Отрицательные значения 5ь(Ти>Та) при­
ходятся, как правило, на летние месяцы, когда амплитуды сезон­
ного хода создаю т обратный контраст и атмосфера передает оке­
ану энергию, забранную в зимние месяцы в рамках сезонного
масштаба времени.
276
П редставляется интересным провести числовые оценки различ­
ных членов выражений (5.42), (5.43), (5.45), (5.46) в пересчете
на энергетические характеристики. В этом смысле сравнение р а з­
личных составляющ их в табл. 5.10 носит пол у количественный х а ­
рактер п, характеризуя роль сезонного хода и климата в ди на­
мике круговорота, не отвечает, тем не менее, на вопросы о роли
различных факторов в формировании энергетики его взаим одей­
ствия с атмосферой. Д л я количественных оценок энергетических
характеристик мы использовали значения радиационного баланса,
полученные нами в главе 4, и оценки потоков явного и скрытого
тепла, полученные в предыдущих разделах. Данные об уровнебыли взяты из [485], а такж е корректировались расчетами по­
верхностной динамической топографии.
В первую очередь обратимся к оценке внешнего теплового
баланса круговорота. Эта оценка была получена нами, исходя
из (5 .3 2 ). Учитывая зональность радиационных характеристик,
мы использовали среднезональные значения радиационного б а ­
ланса. Д ля оценки потоков явного и скрытого тепла были исполь­
зованы расчеты по 5-градусным квадратам Северной Атлантики.
В результате нами получены сезонная и климатическая состав­
ляющие внешнего теплового баланса, в предположении (весьма
не бесспорном) примерно пропорционального тепловым потокам
равного вклада сезонного и климатического компонентов р адиа­
ционного баланса в энергетику. Результаты оценки прихода-рас­
хода на поверхности океана приведены в табл. 5.11.
_
Таблица 5.11
Оценка составляющих внешнего теплового баланса атлантического
субтропического круговорота (10|я Вт)
Площадь круговорота, 10я к ма
.......................................................
Радиационный баланс / ? . . . . .......................................................
Суммарная теплоотдача в атмосферу, климатический ком­
понент
................................................................................
17 861 600
2,803
- 2 ,1 2 2
Суммарная теплоотдача в атмосферу, сезонный компонент
( S t f + Q e ) ................................................................................................
- 1 ,4 7 4
Интегральная теплоотдача в атмосферу (Q// + Qe )
—3,596
*•
•-
Климатический компонент внешнего теплового баланса Q
—0,468
Сезонный компонент внешнего теплового баланса Q . . . ,
Интегральный внешня и тепловой баланс Q .................................
—0,325
—0,793
Д анны е таблицы даю т дефицит внешнего теплового баланса
всего круговорота, близкий к 0,8 ■ 101ь Вт. Сопоставление этой
оценки с меридиональным переносом тепла в Атлантике на ши­
ротах 15° с. ( д а 1 ,2 - 1 0 15 Вт) и 45° с. (? ^ 0 ,5 -1 0 15 В т), согласно
[421, 459], свидетельствует о разумности полученной оценки. И с­
ходя из меридиональных переносов тепла,
получаем
значение
277
0,7 ■1015 Вт, на 15 % меньше вычисленного нами. Полученный д е­
фицит обеспечивается на 40 % сезонной составляющей тепл ооб­
мена и на 60 % климатической. Такое соотношение м еж ду двумя
компонентами характерно для этих широт Атлантики.
Дефицит внешнего теплового баланса долж ен компенсиро­
ваться членами правой части уравнений (5.42), (5.43). В виду
большой трудности оценок коэффициентов для разных масш табов
оценку членов, содержащ их интегралы / ( / , /) и / (i, / ) , мы прове­
дем для среднегодовых полей, не разделяя их на сезонный и кли­
матический компоненты (т. е. отражающих некоторый сум м ар­
ный эффект).
Сопоставление в этом случае мы будем вести
с интегральным внешним тепловым балансом, равным в соот­
ветствии с табл. 5.11 — 0 ,7 9 3 -1 0 13 Вт. Целью такого сопоставле­
ния является
получение хотя бы качественных представлений
о полноте учета различных факторов в выражениях (5.42), (5.43).
Значения интегралов 5 ь(Г,(.Тд) были оценены в предыдущ ем
разделе. По отношению к интегралам J(TwT a) они представляют
собой некоторые экстремальные величины, связанные с внешней
границей круговорота, контрасты северной и южной периферий
на которой особенно резки. Поэтому для перехода от S L ( T wTa)
к I { T wTa) значения 5^, мы брали с коэффициентом, который был
определен по среднеклиматическим данным и оказался равным
примерно 0,64. Интеграл /(T V l) определялся, исходя нз данных
об уровне океана в 18 береговых и островных пунктах Латинской
Америки, Северной Америки, Европы и Африки. Функция
= f(r]) образует при обходе контура круговорота петлю со мно­
гими самопересечениями. Для оценки
интегралов J (ТгвТа)
и
/(T V o) нужно было в первую очередь оценить коэффициенты
£, у зависимостей (5.44). Величины % и % были оценены по д а н ­
ным о температурах воды и воздуха методом наименьших квад­
ратов и оказались равными
5,3 • 10~а °С/м, £ й ; 6 , 1 - 10“ 6 °С/м.
Величина у оценивалась по данным об уровне на Бермудских
островах и четырех станциях Северо-Американского континента.
Было получено у?^ 3,2- 10-5 см/м. Д ал ее в соответствии с ф орм у­
лами (5.45) были вычислены величины J {TwTa) и / ( 7 V п) для
средних условий круговорота. При оценке коэффициентов т и п
входящий в них коэффициент П варьировался в зависимости отб.
Результаты расчетов приводятся в табл. 5.12.
Таблица 5.12
Оценки членов левой части уравнения
(5.42) (10IS Вт)
ffil (ТтуТа)
.
. 0,519
ntJ (Тъ>Т а )
nl (Г ш*1)
п/ [Т
.
. о,зео
.. — 0 ,2 4 7
.
, 0 ,1 2 3
Как видно из табл. 5.12, сложение членов с их знаками со­
гласно (5.42) дает 0,529 • 1015 Вт, что составляет 6 6 % внешнего
278
теплового баланса в правой части (5.42). С одной стороны, бли­
зость (в пределах порядка) говорит о разумности проведенных
оценок. Однако более чем 30 %-иым расхож дением для интеграль­
ной оценки нельзя полностью удовлетвориться. Из табл. 5.12 сл е­
дует, что главными в энергетике круговорота являются члены,
отвечающие за термическое взаимодействие м еж ду океаном и ат­
мосферой. Выше нами не было учтено взаимодействие полей
влаж ности в атмосфере и солености в океане. А ведь именно
в полях солености поверхности наиболее отчетливо проявляется суб­
тропический круговорот в океане, так ж е как в атмосфере его май-,
более четкое проявление связано с полем атмосферного давления.
Видимо, за боковой обмен (радиальный компонент) в боль­
шей м ере отвечает термика в в оде во взаимодействии с паром
в атмосфере, а з а работу на контуре (угловой компонент) —
взаим одействие «соленость — «сухая» термобарика».
Д ругим важным аспектом исследования баланса энергии кру­
говорота является анализ потоков тепла вглубь через меняю­
щуюся границу верхнего квазиоднородного слоя. Другой стороной
этой проблемы является непостоянство во времени самих границ
круговорота.
Вернемся вновь к рис, 5.32 и обратим внимание на точки пере­
гибов Тт Та-петель, соответствующ ие областям
максимальных
и минимальных температур воды и воздуха на круговороте, свое­
образны м полюсам круговорота. При продвижении вдоль траек­
тории по часовой стрелке от северного «полюса холода» к ю ж ­
ному
«полюсу
тепла» происходит нагревание, а продвижение
с юга на север соответствует охлаж дению . Таким образом, круго­
ворот разделяется на области отдачи и получения энергии. П ер­
вой на рис. 5,32 соответствуют наибольш ие разности температур
вода— в оздух (нижняя часть Т,в, То-петли, наиболее удаленная от
линии Тю = Т а).
Анализ этих областей показывает, что они не равны по геомет­
рик, несимметричны и обладаю т значительной, сезонной и меж ­
годовой динамикой. Н а рис. 5.37 а схематично показана сезон­
ная динамика «полюсов» круговорота. «П олю с холода» распола­
гается в северо-западной части, «полюс тепла» — в юго-западной.
Таким образом , зона отдачи тепла по протяженности в несколько
раз меньше зоны накопления. От зимы к лету «полюс холода»
смещ ается на восток более чем на 2 тыс. км, «Полюс тепла» при
этом мигрирует на зап ад. Амплитуда смещений «полюса холода»
превосходит амплитуду смещений «полюса тепла», в результате
чего в летние месяцы зона отдачи тепла увеличивается, а зона
накопления сокращ ается, тем не менее по протяженности все
ж е оставаясь большей.
Физическая природа таких миграций состоит в том, что про­
цесс отдачи тепла океаном в западной области круговорота, при­
обретающий наибольшую интенсивность зимой, относительно вы­
холаж ивает западную часть круговорота до некоторого предель­
ного уровня. В условиях такого деф ицита процесс отдачи тепла
279
Рис. 5.37. Сезонная (а) и
межгодовая (б) динамика
зон накопления и отдачи
тепла в круговороте и вре­
менные многолетние ряды
пространственных миграции
«полюсов» круговорота (в).
Зачерненное пространство соот­
ветствует ширине зоны отдачи
тепла,
1360
1965
1S70
1375
начинает распространяться на восток, захваты вая зону теплоиакопления. На рис. 5.37 а обратим внимание па то, что промежу­
точные положения «полюсов» (весеннее и осеннее) почти не выражеиы . Создается впечатление, что «полюса» имеют два устой­
чивых состояния — летнее и зим нее — и довольно резко перехо­
дят от одного к другому. В целом сезонная динамика зон накоп­
ления и отдачи энергии соответствует
колебательной
системе
с закрепленной точкой внутри круговорота.
Рисунок 5.37 6 отраж ает меж годовую динамику полюсов кру­
говорота. Амплитуды смещений здесь не столь значительны, как
сезонные. Отметим 1958, 1962, 1963 гг., когда «полюс тепла» зна­
чительно смещался к востоку. Сопоставление приведенных выше
карт теплообмена свидетельствует, что максимум, соответствую­
щий ЭАО Гольфстрим I рода, смещ ался в соответствии с «полю­
сом холода» круговорота. Осуществив привязку местоположений
«полюсов» к точкам интерполяции на струе круговорота, мы по­
лучили возможность оцифровать ежемесячны е положения «по­
люса тепла» и «полюса холода» з а 18 лет с 1957 по 1974 г.
Ыа рис. 5.37 в приведены ряды в относительных единицах, отра­
ж аю щ ие полож ение «полюсов» и временную динамику протяжен­
ности зоны отдачи энергии, равной расстоянию м еж ду двумя кри­
выми и а рис. 5.37 в. Отметим, что сезонная динамика «полюса
тепла» вы ражена гор аздо слабее, чем «полю са холода». Картина
временной динамики «полюса хол ода» подтверж дает высказан­
ное выше предполож ение о его двух устойчивых состояниях (лет­
нем я зи м н ем ). Верхний график на рис. 5.37 в имеет вид после­
довательности почти прямоугольных сигналов.
Итак, главным выводом из анализа динамики «полюсов» кру­
говорота и геометрии зон накопления и отдачи энергии является
факт неравенства по протяженности зоны получения тепла зоне
его отдачи. Как ж е в этом случае осущ ествляется тепловой ба­
ланс всего круговорота? П оддерж ивать его могла бы либо не­
равномерность тепловой подпитки, либо динамика, либо и то, и
другое вместе. Ответить на этот вопрос, по крайней мере для
м асш таба годовой изменчивости,
нам
пом ож ет
последующий
анализ.
Выше было показано, что главной частотой в спектре измен­
чивости фазовых и энергетических характеристик субтропического
антициклонического круговорота является годовая частота. Т а­
ким обр азом , одним из характерных периодов гигантской кру­
говой тепловой волны является год, В соответстви с (5.48) мо­
гут быть определены пространственные сдвиги ф аз тепловых
волн в океане и в атмосфере. Вычисления показали, что воздух
опереж ает воду по ф азе на длине круговорота. С другой стороны,
выше для всей акватории Северной Атлантики оценены времен­
ные сдвиги фаз годовых волн тепла в воде и в воздухе. Были най­
дены значения таких сдвигов, в среднем близкие к 10 сут. Сов­
местный анализ пространственных фазовы х сдвигов на длине теп­
ловой волны (траектории круговорота) и временных запазды ва­
281'
ний годовых волн з воде относительно воздуха в каждой точке
круговорота позволяет получить соотношения, интерпретируемые
как фазовые скорости распространения по траектории кругово­
рота годовых температурных колебаний. Для этого отнесем фа­
зовый сдвиг на длине волны к временному сдвигу:
arcsm
Т
а1(ыТм1Тm L)~)^
(5 .4 9 )
где Тайь, T xml и Таот,
соответствуют амплитудным значениям
колебаний в пространстве и во времени. В этом случае фазовая
Рис. 5.38. Среднегодовые значения фазовых скоростей на траектории кругово­
рота (а) и климатические скорости течений на поверхности (б ).
скорость ст соответствует распространен!по волны годового пе­
риода с длиной, равной длине траектории круговорота, В соот­
ветствии .с {5.49) нами были проведены расчеты фазовых скоро­
стей в 27 расчетных точках на траектории круговорота. При этом
мы
использовали временные Ги., 7^-нетли и пространственные
климатические Tw, 7 а-петли, построенные по среднегодовым кли­
матическим данным о температурах воды и воздуха Tw н Та.
Результаты расчетов приведены па рис. 5,38. Максимальные ф азо­
вые скорости отмечаются в восточной части круговорота, соот­
ветствующей зоне накопления тепла, а минимальные — в зап ад­
н о й — там, где происходит отдача тепла. Из формулы (5.49) сле­
дует, что фазовые скорости обратно пропорциональны значению
интеграла f T w dTa при заданном значении y T w d Ta- Учитывая,
Т
что <
p T iCd Tu пропорционален энергии, отдаваемой океаном за год
Г
в атмосферу, можно утверждать, что увеличение отдачи тепловой
энергии в атмосферу приводит к замедлению распространения
2*2
тепловой еолны. Д ля сравнения на рис. 5.38 приведены так ж е
скорости переноса вдоль траектории круговорота. Здесь макси­
мумы и минимумы имеют противоположную локализацию . Зон а
максимальных скоростей связана с наибольшими потоками тепла
из атмосферы в океан. В каж дой точке фазовы е скорости имеют
свой сезонный ход. М аксимальных
значений
они достигаю т
в зимние месяцы и минимальных — летом, что отвечает сезонным
колебаниям ф т -todTa. Таким обр азом , мы получили, что в сравг,
нктельно небольшой области отдачи тепла фазовы е скорости рас­
пространения тепловых волн минимальны, С продвижением в о б ­
ширную зону накопления энергии фазовы е скорости возрастают.
Это проливает свет на то, как осущ ествляется тепловой баланс
круговорота.
И з (5.49) следует, что фазовы е скорости в области отдачи
тепла Сто и области накопления Суи относятся, как средние фа­
зовые временные сдвиги в этих зонах. Д л я малых сдвигов фаз
можно полагать
C f o / C f U f v S .clt ( Т ш ?' я ) / 5тм ( Т ШТ о) >
где
(7 V frt)
и
5т.ц(ТюТа) — площ ади временных интегралов
ф Т№dTa, осредненные соответственно по зонам отдачи и накоп'L
ления тепла. Эти интегралы пропорциональны потокам тепла из
океана в атмосферу. Таким обр азом , теплоотдача регулирует дви­
ж ение
тепловой
волны по круговороту. В зон е максимальной
теплоотдачи фазовые скорости распространения сезонного коле­
бания теплопотока вдоль контура круговорота падаю т.
Д инамика полюсов круговорота и зон отдачи и накопления
тепла самым тесным образом связана с изменчивостью фазовых
скоростей.
_
Здесь ж е можно привести и некоторые соображ ения, касаю ­
щиеся механизмов формирования наблю даем ой картины фазовых
скоростей. Атлантический субтропический круговорот в океане
и азорский антициклон в атм осф ере не являются симметричными.
Своеобразные «центры» круговоротов смещены в океане на за ­
пад, а в атм осф ер е— на восток. Таким обр азом , зоны наиболь­
ших
градиентов
приурочены
в океане к ■западном у берегу,
а в атм осф ере — к Африканскому континенту. Следовательно, если
скоростью течения в в оде управляет пространственная диф ф ерен­
циация полей океана, то фазовыми скоростями годовых волн взаи­
модействия — атмосферная динамика. П итербаргом и Островским
[236] были рассчитаны скорости продвиж ения аномалий темпера­
туры поверхности воды, исходя нз стохастической модели измен­
чивости температуры поверхности. И х схем а воспроизведена на
рис. 5.39. О бращ ает на себя внимание согласованность картин
иа рис. 5,39 и 5.38 а . Это проливает свет на механизмы, управ­
283
ляю щ ие движением аномалий, связанные с фазовыми скоростями
волн взаимодействия,
В цело ^1 анализ распространения аномалий вдоль траектории
круговорота и формирования аномалий в атмосфере довольно сло­
ж ен потому, что взаимодействие субтропического и субполярного
круговоротов приводит к нарушению структуры транспорта ано­
малий. К роме того, само это взаимодействие достаточно сложно.
Аномалии могут переходить из субтропического в субполярный
Рис. 5.39. Схема скоростей продвижения аномалий в зоне Атланти­
ческого субтропического круговорота, по Островскому, Питтербаргу
'
[230].
круговорот, сохраняя или меняя свой знак. Это хорошо видно на
рис. 5.40, где время добегания от месяца к месяцу характеризу­
ется кривыми линиями, построенными по среднеклиматическим
скоростям. В точке взаимодействия двух круговоротов можно на­
блюдать все многообразие поведения аномалий. Интересно зам е­
тить, что аномалии почти никогда не сохраняют знак до конца
при следовании по траектории. Н аиболее часто этот знак меня­
ется как раз в месте соприкосновения двух круговоротов.
Мы рассмотрели механизмы, в которых ослабление или уси­
ление меридиональных температурных контрастов регулирует ин­
тенсивность движения круговорота, регулируя меридиональный
теплоперенос,
оказывающий
влияние па тепловые контрасты.
В этих случаях изменение скорости течений в круговороте осу­
ществляется управляющим звеном, в роли которого выступает
284
ветер. В м есте с тем широко известны факты несоответствия про­
странственно-временной структуры течений и ветрового поля, что
Приводит к необходим ости рассмотрения других возможных ме-
Рис, 5.40. Аномалии температуры воды вдоль
траектории
Гольфстрима и Северо-Атлантиче­
ского течения за 19&Q— 1981 гг.
Кривые линии соответствуют движению частиц воды во
время со сведя ест ытистпчсскимн скоростями. Стрелкой
указана точна соприкосновения двух круговоротов.
ханизмов управления круговоротом. В качестве этого механизма
мы рассмотрим взаим одействие полей уровня и давления. Расчет
силы (е е горизонтального ком понента), приложенной к субтро­
пическому круговороту в Северной
Атлантике
для
каж дого
285
климатического месяца, показал, что летом сила F ( Р а, т)) соответ­
ствует направлению движения круговорота;
а зимой действие силы F противоположно направлению движ е­
ния вод. М аксимальная ускоряющая сила наблюдается в июне
и равна 0,65 • 10~4 Н/м2, максимальная тормозящая сила наблю­
дается в январе и равна 0,33 ■10~4 Н /мг. Значение и направление
силы нормальных напряжений вдоль круговорота хорошо согла­
суется с сезонным ходом интенсивности переноса вод в кругово­
роте, максимум которого наблюдается летом, а минимум— зимой.
На своем пути круговорот проходит через последовательность
тепловых и механических энер го активных областей, которые свя­
заны друг с другом, а также секторами замедления и ускорения
течений
и
зонами
теплоотдачи и теплойакопления вод (см.
рис. 5.20).
С точки зрения совершения полезной работы над водами кру­
говорота, механические энергоактивиые зоны на его контуре яв­
ляются природными аналогами цилиндров двигателя внутреннего
сгорания (Д В С ), а сам круговорот функционирует как четырех­
цилиндровый двигатель. При этом два
основных
«цилиндра»
этого двигателя у берегов Америки и Африки совершают полез­
ную работу, сообщая механическую энергию океану. Д ва других
«цилиндра» работаю т в режиме не двигателя, а компрессора, от­
дав ая энергию атмосфере.
Этот двухцилиндровый компрессор обеспечивает правильное
фазораспределение и поддерживает эффективные смещения уро­
ненной поверхности и изменения поля давления в основных «ра­
бочих» цилиндрах, что имеет прямую
техническую
аналогию
в Д В С , который имеет компрессорный наддув воздуха в цилиндры
для повышения мощности, при этом компрессор потребляет мощ­
ность за счет функционирования рабочих цилиндров.
В техническом Д В С объем камер сгорания фиксирован ис­
кусственными материалами, а увеличение мощности происходит
^а счет увеличения числа оборотов (уменьшения времени цикла)
при относительно неизменной степени сжатия в цилиндрах и ра­
бочей температуре.
В природном Д В С иа круговороте, напротив, рабочая частота
фиксирована
продолжительностью сезонного солнечного цикла,
полож ение его «цилиндров» зафиксировано взаимным располож е­
нием океана, континентов, контура круговорота и организующей
ролью земного тяготения. Увеличение мощности в природном Д В С
происходит за счет изменения рабочего объема «камер сгорания»,,
т. е. амплитудно-фазовых характеристик уровня
и давления
в «механических» ЭАО, а также за счет изменений степени «сж а­
тия» атмосферы в этих областях.
286
5.5. К проблеме формирования и динамики аномалий
температуры поверхности океана
Оценка и прогноз аномалии температуры поверхности оке­
ана является не только одной из важнейш их проблем взаимодей­
ствия океана и атмосферы, но и ключевым вопросом в долгосроч­
ном прогнозировании погоды. Аномалии температуры поверхно­
сти
океана
используются
в качестве «океанского сигнала»
в моделях общ ей циркуляции атмосферы, генерирующих отклик
последней на положительные или отрицательные отклонения теп­
лового состояния океана от нормы в том или ином районе.
Анализу формирования, распространения и прогнозу анома­
лий ТПО посвящено большое количество работ. Одной из ключе­
вых проблем генезиса аномалий ТПО, обсуж даем ой многими ав­
торами, является роль адвекции тепла течениями в формирова­
нии аномалий ТПО, Н а сущ ественную роль адвекции указывается
в работах [238, 339, 488, 489, 1521]. Зональное распространение
аномалий, ответственное за 2 0 — 30 % внутригодовой дисперсии,
анализируется в [484]. В ряде работ (74, 338] определяющая роль
адвекции в формировании и переносе анс*малий ставится под со­
мнение. В этом случае возникновение аномалий связывают с по­
токами тепла через поверхность. По данным [338] теплообмен че­
рез поверхность объясняет 90— 95 % сезонной изменчивости эн­
тальпии верхнего слоя. Возникновение аномалий мож ет быть
обязано и радиационно-термическим обратным связям, например
через облачность [65]. Б олее слож ное, чем прямое, влияние адвек­
ции на аномалии следует так ж е из результатов, доказывающих
распространение аномалий с фазовыми скоростями более высо­
кими, чем скорости течений [450, 479], В этом случае в качестве
механизма предлагается сущ ествование обратных связей между
температурами воды и скоростями ветра. Атмосферному возбу­
ждению аномалий температуры поверхности посвящены работы
[277, 568]. В [251] Рогачевым показано, что быстрое развитие
аномалий мож ет происходить за счет положительной обратной
связи с длинными стоячими волнами в атмосфере и б а роклиниыми циклоническими волнами. Роль положительных обратных
связей обсуж дается так ж е в [382, 489].
В работе [2] анализируется соотнош ение адвекции и летнего
прогрева в формировании аномалий на поверхности. Выше мы
уж е указывали на возмож ность объяснения
многих эффектов
формирования и развития аномалий ТПО в рамках динамико­
стохастического подхода, предлож енного в [415, 416]. В цикле ра­
бот [230, 235, 236] и а основе динами ко-стохастической модели
аномалий ТПО анализирую тся многие процессы распространения
аномального тепла в Северной Атлантике и северной части Тихого
океана. Авторами [230] показано, что генерация н эволюция ано­
малий ТПО имеют важные сезонные особенности. В зимние ме­
сяцы аномалии менее чувствительны к атмосферному воздейст­
вию, в это ж е время улучш ается их статистическая предсказуе­
287
мость. Полученные из модели [235] выражения для скоростей
продвиж ения аномалий позволили сопоставить картину их рас­
пространения с картиной динамики течений в северных частях
Тихого и Атлантического океанов [230, 236].
Многие работы посвящены цикличности аномалий ТПО. В их
колебаниях, как правило, обнаруживают периоды, близкие, но не
равные году [300, 376]. Детальное исследование годовых коле­
баний в аномалиях атмосферных и океанических характеристик
для Тихого океана на обширном материале проведено в [520].
Особый интерес представляют исследования механизма формиро­
вания аномалий в переходные сезоны (осенний и весенний) во
время заглубления или образования ВКС [219, 220]. В [182] по­
лучены данные о периодах экстремального развития аномалий
ТПО, в течение которых они способны воздействовать на крупно­
масш табную атмосферную циркуляцию. В эти периоды аномалии
начинают формироваться в мае— июне и достигают максималь­
ного развития к началу осени. Эффекты летней интенсификации
аномалий ТПО в [182] объясняются положительными обратными
связями в процессах взаимодействия океана и атмосферы в ср ед­
них широтах [515, 516].
Зам етим, однако, что большое число работ, анализирующих
процессы генерации и эволюции аномалии с самых различных
позиций и приходящих подчас к противоречащим друг другу
выводам, сходятся в одном — методе выделения самих аном а­
лий.
Этот метод заключается в вычитании из среднемесячных
ежегодных рядов климатического сезонного хода, принимаемого
за норму. Однако, как было показано в разделе 5.1, если в ис­
ходном ряду выделить регулярные детерминированные состав­
ляющие, аппроксимируемые гармониками (включая кратные), то
эти составляющ ие дадут «плавающую» норму, относительно ко­
торой целесообразно рассчитывать аномалии. Такой подход к вы­
делению аномалий ТПО предлагается и развивается в [26, 172,
175]. Н адо заметить, что получаемые относительно «плавающей»
нормы аномалии нуждаются в предварительной обработке, т. е.
разделении их на внутригодовые и межгодовые аномалии в рам­
ках [172, 213]. При использовании альтернативного (традицион­
ного) подхода нормальный годовой ход будет деформирован из-за
того, что в него при осреднении помимо годовых гармоник будет
включаться нерегулярная внутригодовая изменчивость (внутри­
годовые аномалии). Смещение внутригодовых и межгодовых ано­
малий мож ет привести к ошибкам при построении пространствен­
ной картины, особенно в тех районах океана, где отмечаются
сильные пространственные градиенты вклада межгодовой изм ен­
чивости.
В работе [26] из исходных рядов скользящим 12-месячным
средним отфильтровывалась межгодовая
изменчивость.
П осле
этого вычитался регулярный годовой ход в соответствии с (5.1) —
(5,5 ). Таким образом получался остаток e { i), который и является
внутригодовыми аномалиями. Спектры для s ( / ) не выявляют зн а ­
288
чимых пиков на каких-либо частотах, что свидетельствует о пол­
ком исключения детерминированной составляющей. Н а рис. 5.41
для примера приведены карты аномалий за январь 1971 г. для
западной Атлантики, построенные по традиционной и предложен­
ной методикам. Отметим различия полученных картин. В част­
ности, вместо сильной отрицательной аномалии у Ньюфаундленда
(до — 0 ,7 °С ) традиционный метод дает слабую положительную
аномалию , и в целом аномальность района в данный момент вре­
мени получается не резко отрицательной, а положительной.
Д ля анализа внутригодовых аномалий ТПО можно применить
теорию стационарных случайных процессов. Стационарность озна­
чает равенство нулю математического ожидания и зависимость
корреляционной функции
K ( e ( f ) ) - M e ( t ) e { T ) « / C ( t ,
т )
только от разности аргументов: K { t , x ) = K ( t — т). Выборочная
проверка отдельных рядов на стационарность но критерию Андер­
сона
показала, что гипотеза стационарности удовлетворительно
выполняется для
большинства случаев. Пусть корреляционная
функция процесса Д" (т) не зависит от t. Ее статистический аналог
равен
■
Л '-Е
£
К (0 ”
~тг=т
в{/)в(( + Л
-------------------- ■
<5 ‘ 5° )
(=1
В ид корреляционной функции (5.50) для т ^ 12 мес представлен
на рис. 5.42. В простейшем случае (модель авторегрессии первого
порядка) мож но представить Л '( т ) = е - Ч Такое представление ха­
рактеризует экспоненциальное затухание внутригодовых анома­
лий с течением времени, что соответствует концепции Хассельмана [415], Карта величин К~1, характеризующих быстроту ослаб­
ления со временем связи прошлых и будущих значений е { 2),
приводится на рис. 5.41 б. Наибольшие значения Яг1 наблюдаются
в районе Гольфстрима и Северо-Атлантического течения, а наи­
меньшие — на юго-восточной периферии субтропического
аитициклонического круговорота. И з рис. 5,42 видно, что аппрокси­
мация /С("t) не является оптимальной, что свидетельствует о том,
что бол ее подходящ ей является модель авторегрессии выше пер­
вого порядка. Д л я смешанного (традиционного) ряда внутригодо­
вых н м еж годовы х аномалий приемлемой аппроксимацией оказы­
вается модель авторегрессии первого порядка, что используется
в [230]. Таким образом, способ выделения аномалий приводит
к неверным выводам и об их статистической структуре.
А нализ структуры аномалий ТПО в северной части Тихого
океана с позиций такого подхода проведен в [175], На рис, 5,43
19
Заказ № IS
289
80
во
40
20
Рис, 5.41. Аномалия температуры воды за январь
1971 г., вычисленные по традиционной (й) и пред­
ложенной (б)
методикам,
карта параметра
J.-1 (мес) на акватории Северной Атлантики (в).
представлена автокорреляционная функция рядов аномалий в рай­
оне Куросио, Ее поведение соответствует экспоненциальному з а ­
туханию с характерным временем порядка нескольких лет с более
мелкими деталями с характерными масш табам и несколько меся*ft)
Рис, 5,42, Корреляционные функции ряда
в (г1) (1) и ряда аномалий, полученных тра­
диционным методом (2) в точке 50° с. ш„
30° з, д., по [26].
цев. Такие ряды аномалий разделялись на внутригодовые и м еж ­
родовые аномалии в соответствии с описанной выше процедурой.
Нормированные автокорреляционные функции рядов внутригодоЭГ; г<-■/ ■ft)
iM
Рис. 5,43. Нормированные корреляционные функции аномалий
температуры поверхности океана А,(т) (У), внутригодовых ано­
малий
(2), межгодовых аномалий
{т) (3), а также сред­
няя квадратическая ошибка прогноза (4) и прогностические
коэффициенты «[(т) {5), «а(т) (6'), ад{т) (7), рассчитанные для
ряда внутригодовых аномалий ТПО в районе Куросио.
вых и межгодовых аномалий представлены иа рис. 5.43 а. Корре­
ляционную функцию J'Cit(T) дл я внутригодовых аномалий мож но
аппроксимировать как
I(h (т ) = А е х^х' + B e ’ T/Ta cos (2лт/то — i|>)/cosi|);
Л +
19*
£ =
(5 .5 1)
1.
291
Корреляционная функция
чистое затухание:
межгодовых а ном алий представляет
K f (r) = e~xlxt.
(5.52)
Представление (5.51) и (5,52) соответствует процессу авторегрес­
сии 3-го порядка:
К (t + т) =
W К (0 + о а (т) К (t ~ At) + аз (т) K ( t — 2 A t ) + е3 (f),
a (5.52) — процессу авторегрессии 1-го порядка
£<* + т) = а(т)/С(0 + е, СО.
где ei(^), 8 з (0 — белый шум. Параметры, входящ ие в (5.51),
(5.52), могут быть выражены через коэффициенты авторегрессии.
Д ля процессов 1-го порядка
-tf = — 1/lnct.
(5.53)
Для процесса 3-го порядка сначала отыскиваются корни харак­
теристического уравнения авторегрессии, т. е., вообще говоря,
комплексные числа 5 i , 5г, Зз, удовлетворяющие уравнению
1 - M A O Z - M A f J Z ' - M A O Z ’ - f l — S ,Z )(l - З Д ( 1 ~ S 3Z),
с помощью которых автокорреляционная функция /Са(х) при тр =
= A t p представима в виде [266]
JCA(AW = O i ( _ ^ f + T - ^ s r + T
+ ° 2( I - s , s 2 +
+ ° 3 ( I - ° S ,5 3 +
+
+ ' f = w ) 5? +
L - i ,S a '+ T - V ) ^^
где
п
U t_
о2
1
< S ,-& ) (S ,-S |)
■ u *~
^
S3
° 3“
о2
л
(S ,-S .) ( S j- s .)
( S * - 5 , ) (S3 - S a )
2.
’
'
Практически для всех рассмотренных в [175] рядов внутригодо­
вых аномалий Т П О реализуется случай положительных корней
и представление (3.51) функции K i l ( t ) . В предположении, что ко­
рень 5 ( действительный, а 5з,з — комплексные
(5 г ,з = |5 з ,з | X
X exp (± i'v )), в [252] получено
т, = — 1/1п | 5, |; т, = — 1/lrt | S,, з 1; т0 = 2n/v.
292
(5.54)
Карты параметров t i , т * д л я акватории северной части Тихого
океана представлены на рис. 5.44. Н а чистое затухание приходится
примерно 20 %, а на затухани е с колебаниями [второй член пра­
вой части (3.51)] — примерно 8 0 % всей изменчивости внутриго­
довых аномалий ТПО, описываемых авторегрессией З-го порядка.
Рис. 5.44. Время чистого затухания ti (а) и т$ (б) (мес) автокорреляционных
функций внутригодовых аномалий в северной части Тихого океана.
Параметр t i, характеризующ ий чистое затухание внутригодовых
аномалий, меняется на акватории от 0,8 до 1,6 мес, достигая мак­
симума в районе К уросио и Северо-Тихоокеанекого течения. П а­
раметр
характеризующ ий затухани е, связанное с периодиче*
скими колебаниями,
изменяется
в пределах
0 ,8— 3,0
мес
(рис. 5.44 б) с максимумами у побереж ья Камчатки и СевероАмерикаиского континента.
293
Рассчитанные в [175] параметры т/ затухания межгодовых
аномалий имеют локальные максимумы в юго-западной части
региона (2— 3 г о д а ), а минимумы ( < 0 ,5 года) в центральных
районах океана. В [175] была предпринята попытка прогноза
внутри- и межгодовых аномалий. На рис. 5.43 б приведены з а ­
висимости прогнозных коэффициентов o£i(t), с^(т) , осз(т) от вре­
мени упреж дения т. При малых х определяющая роль в прогнозе
принадлеж ит cci(t), а при прогнозе на больший срок влияние ко­
эффициентов й2(т ), а 3 (т) соизмеримо с влиянием oci(t:).
В заключение следует заметить, что проблема формирования
и эволюции аномалий ТПО приобретает в последнее время все
большую актуальность в связи с развитием ряда национальных
и меж дународны х исследовательских программ, имеющих целью
прогресс в области долгосрочного
прогнозирования
климата.
В этом смысле представляется важным разделение процессов
внутри- и межгодовой изменчивости, характеризующихся различ­
ными физико-статистическими свойствами. Другими словами, про­
гноз «от нескольких месяцев до нескольких лет» в части анома­
лий ТПО включает в себя решение как минимум двух—трех за ­
дач в области разных временных и пространственных масштабов.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
П одводя итоги работы, естественно ответить на два вопроса:
1 ) что такое экер го активные области (какой смысл видится те­
перь под этим понятием); 2 ) что д а л о нам использование концеп­
ции ЗА О для понимания процессов крупномасш табного взаим о­
действия океана и атмосферы?
Энер го активные области М ирового океана — это минимальные
структурные составляющие, участвую щ ие в формировании круп­
номасштабного обмена теплом м еж д у океаном и атмосферой. За-,
кимая « 2 0 % площади Мирового океана, они отвечают за #=? 40 %
общ его теплообмена в системе океан— атм осф ера— суша. Это о б ­
ласти максимального рассогласования м еж ду тепловыми и в л аж ­
ностными полями верхнего слоя океана и планетарного погранич­
ного слоя атмосферы: именно зд есь интенсивность работы по с о ­
гласованию этих полей максимальна. И хотя мы утверж даем , что
ЭАО — характерные структуры в крупномасш табных полях, это
не значит, что пространственное их располож ение ж естко фик­
сировано, а интенсивность постоянна. Этим ж е областям присущи
максимальные диапазоны изменчивости потоков тепла, что гово­
рит о том, что они служ ат наи бол ее информативными акватори­
ями для слежения за состоянием климатической системы. То есть
все оии одновременно могут не находиться в активном состоянии,
но именно в этих областях в некоторой полициклнческой п осл едо­
вательности формируется ш в озбуж дается наиболее активный л о­
кальный теплообмен.
Что ж е нового мы смогли попять п р еж де всего в крупномас­
штабном теплообмене? П р еж де всего, что он не является гло­
бально плавным, как это имеет место с усредненным за месяцы
и годы радиационным обменом в систем е океан— атмосфера. Мы
стали понимать, что, в отличие от того, как в океане тепло на­
капливается в медленных процессах, потери тепла осущ ествля­
ются стохастическим импульсом как по времени, так и по про­
странству. Миграция ЭАО в пространстве п изменение в них ин­
тенсивности потоков тепла наводят на мысль о множественности
295
режимов теплообмена океан— атмосфера и как следствие к мно­
жественности состояния динамики океана, т. е. сами крупномас­
штабные динамические структуры океана не являются застыв­
шими и изменяющими только свою интенсивность по сезонам.
Гигантский процесс перестройки самих структур (не произволь­
ным способом) осуществляется во взаимодействии океана и ат­
мосферы.
■
Другими словами, система океан— атмосфера— суша состоит
из набора тепловых машин разного рода. И если общая инте­
гральная их работа за отрезки времени порядка одного или не­
скольких лет, отнесенная к единице времени, меняется незначи­
тельно (в рамках доступной сейчас точности расчетов просто не
меняется), то в отдельного рода тепловых машинах эти изменения
весьма существенны. Примером этому служ ат явления Эль-Н ш ьо,
аномальные засухи и тому подобные явления. В этом смысле короткопернодные колебания климата — не что иное как взаим оза­
висимая модуляция интенсивности разного рода природных теп­
ловых машин, приводящая к перераспределению в пространстве
интенсивности крупномасштабного теплообмена. Но мы пока не
в состоянии прогнозировать локальные тенденции этой энергети­
ческой эволюции в океане и атмосфере.
В зависимости от ранга ПТМ меняются пространственные и
временные масштабы изменчивости .процессов обмена в очаговых
областях. Наибольший прогресс достигнут в понимании сезонных
ЭАО, которые формируются в ходе муссонного перераспределе­
ния воздуха м еж ду океанами и континентами (ПТМ II р ода).
Различия ПТМ этого ранга в Северном и Южном полушарии, по
нашему мнению, сформировали климатические среднемноголет­
ние зональные температурные поля, на первый взгляд не отве­
чающие характеру радиационного обмена в «океаническом» и
«континентальном» полушариях. Рассмотрение Мирового океана
как единой тепловой машины (ПТМ 0-го рода) показало, что на
большей части его акваторий происходит преимущественное на­
копление солнечной энергии, а наиболее
интенсивная
отдача
тепла осуществляется в Северной Атлантике.
Повышенная утилизация приходящей энергии наиболее пнтен:
сивна в Тихом и Индийском океанах. Следствием этого являются
максимальные вертикальные градиенты температур, которые от­
мечаются именно в Тихом океане. Уравновешивает этот повышен­
ный внешний приток тепла к Тихому океану поток относительно
пресных глубинных вод. Последнее обстоятельство помогает по­
296
нять причину отрицательной климатической аномалии солености
в Тихом океане. С другой стороны, в этом глобальном межокеаническом транспорте тепла и солей лежит причина аномальности
меридионального переноса тепла в южной части Атлантического
океана и аномальности меридионального переноса соли в южной
части Тихого океана.
Помня, что основной задачей физических наук служит «веде­
ние приходно-расходной книги солнечного тепла», авторы попы­
тались по-новому подойти к этим расчетам. Мы пытались полу­
чить этот бю дж ет не просто по пространству, а по отдельным его
масштабно-частотным составляющим — тепловым машинам. Есте­
ственно, что в каждом новом подходе вопросов возникает больше
чем можно дать ответов.
Мы думаем, что наш труд оправдан, так как может служить
углублению понимания многогранного процесса теплового взаимо­
действия океана с атмосферой. Сознание необходимости такого
углубления было стимулом для авторов, а результат выносится
на суд читателя.
ПРИЛОЖЕНИЕ
Концепция колебательного теплопереноса
в системе океан—атмосфера
О собое внимание в книге мы уделили
крупномасштабным
оценкам энергообмена в системе океан— атмосфера за счет инте­
гральных за сезонный цикл величин, т. е. энергообмену, средние
за цикл значения которого определяются не средними парамет­
рами, а их колебаниями, У читателя неизбеж но возникают во­
просы о физических основах крупномасштабного колебательного
энергопереноса в земной климатической системе.
Выше, при параметризации сезонного теплопотока меж ду океа­
ном и атмосферой показано, что площадь петли температурного
гистерезиса м еж ду океаном и атмосферой [выражения (2.32),
(2.77)] можно связать с компонентом однонаправленного в сред­
нем за сезонный цикл теплопотока на границе сред, На модели
сезонных температурных колебаний (глава 2 ) [262] установлено,
что вклад в величину ср (TwT a) вносят в первую очередь процессы
радиационного теплообмена меж ду океаном и атмосферой, кото­
рые почти повсеместно в Мировом океане обеспечивают опереж е­
ние сезонных температурных колебаний приводного слоя воздуха
относительно воды. Экстремальные разности фаз, в том числе и
изменение знака фазы, определяют процессы адвективного пере­
носа. В послесловии мы сформулируем концепцию сезонного круп­
номасш табного «колебательного» теплопереноса, а такж е пока­
ж ем , что интегральное за цикл значение сезонного теплопереноса
мож но связать с площадью петли температурного гистерезиса
альтернативным по отношению к предложенному в' главе 2 спо­
собом.
Обратимся к концепции крупномасштабного сезонного тепло­
переноса на границе океан— атмосфера, содерж ащ ей наиболее
■общий вывод соотношения для расчета интегральных за год по­
токов тепла и где не используются сведения о мелкомасштабных
процессах [257].
1. Крупномасштабный теплоперенос. м еж ду океаном и атмо­
сф ерой определяется в основном крупномасштабными перенос­
ными движениями. Например, избыточный перенос влаги с океа­
нов на континенты составляет 40 тыс. км3/год при общем пере­
носе масс воздуха более 1 млн км3/год.
2. Интенсивность
крупномасштабных переносных движений
атмосферы, в том числе вертикальных движений в глобальных
298
циркуляционных ячейках, зависит от горизонтальных температур­
ных градиентов: h ~ V Т. Эта зависимость в климатической си­
стеме играет роль обратной связи,
3. В поле средних переносных движ ений климатической си­
стемы и их сезонных квазистатических вариаций пространст­
венные и временные производные температур
взаимосвязаны:
d T j d t ^ u V Т. Эта связь выполняется дл я крупномасштабного
поля температуры, состоящего из среднего климатического зиаче-
^
/-w
_
ния Т и сезонного колебания Т, т, е. в виде Т = Т ( х ) Н-Т^х, t).
4. Теплопереиос условно можно представить в виде суммы
климатического ц и сезонного «циклического» компонентов q, ко­
торые • зависят соответственно от постоянных и сезонно меняю­
щихся параметров: q = q (Т) + q (Т, Т).
5. Суммарный за год «циклический» крупномасштабный теплоперенос на границе океан— атмосфера мож но количественно свя­
зать с площадью петли температурного гистерезиса:
т
*
Q ^ \ q d t ^ c \ T w ^
d
t
(П .1)
Соотношение для Q можно получить, исходя из теплопереноса
на границе вода— воздух крупномасштабными переносными вер­
тикальными движениями атмосферы ш в виде q = T w , где тем­
пература воздуха вблизи поверхности р аздел а (Г) приближенно
принимает значение температуры воды: Т = ТЮ. В соответствии
с п. 2 , 3 для сезонной вариации интенсивности вертикальных пе­
реносных движений выполняются связи w ( t ) ~ u ( t ) — V Ta (t) ~
~ Т а, Таким образом, для компонента q имеем <7= con st 7УГв,
откуда суммарный за год теплопоток представим в виде интеграла
Q. Заметим, компонент q = const ТюТа и интеграл Q за годовой
цикл получены при существенном использовании связей для пере­
носных квазистатических движений в климатической системе. Со­
ответственно для величины q имеем q = k ( T w — T a) V T a.
б.
Система пограничных слоев воды и воздуха, по-видимому,
находится в состоянии, близком к равновесному, средняя разность
пограничных температур составляет яй 2 °С. При этом коэффици­
енты с, k в выражениях для q, ц зависят от температуры в виде
с ~ ( 1 / Т ) . Это следует нз линейного соотнош ения м еж ду терм оди­
намическими силами и потоками в системе, находящ ейся в д о ­
статочно близкой окрестности равновесного состояния; тогда по­
ток энергии
q
можно
представить в виде qfi&Xx, где %=
— (2V — Та) (Та — сила, вызывающая
теплопоток в атмосферу,
X = const.
299
7. «Циклический» теплопоток вида (П Л ) находится в соответ­
ствии с фундаментальными принципами термодинамики. Поток q
удовлетворяет как интегральному вариационному принципу, так
и второму закону, определяющему направление теплопереноса от
горячей области к холодной. В самом деле, производство энтро­
пии Р в процессе теплопередачи из воды в воздух можно предста­
вить в виде
.
Р -= (? -Ь ? )(1 /Г а - 1 / Г . ) - Р + ? ,
где P = * q ( T w — Ta) j { T wTa)', P = q ( T w — Та) { ( Т юТа) . Д анное выра­
ж ение для производства энтропии содержит не температурные
градиенты, а конечные разности, что допускают квазистационарные процессы в окрестности равновесия. Решение вариационной
задачи на экстремум производства энтропия при произвольной
вариации одной из пограничных температур дает закон тепло­
переноса в соответствии с интегральным вариационным принципом
Т
термодинамики [243]. Д ля функционала Ф =
J
Р d t решение прио
.
водит, например, к выражению для климатического теплопереноса
ц, который идентичен теплопереносу в изотропной среде в соот­
ветствии с линейным приближением Фурье q = —X V Т [117]. А на­
логом градиента в этом случае является скачок температур на
поверхности (Tw — Та), т. е. q = %(Tw — Та). Структура «цикличе­
ского» теплопотока в виде (П.1) тождественно удовлетворяет
Т
условию экстремума функционала Ф — J Р d t Достаточное услоо
вне Эйлера для функционала Ф выполняется тождественно
1
г-т(4
)-«
ом>
при Р =\|)Га, где
(7 а, Тш) — произвольная функция темпера­
тур, которая в соответствии со вторым законом термодинамики
(однонаправленное распространение тепла от горячего к хол од­
ному) должна иметь вид градиента:
(Tw — Та).
8.
Тождественное выполнение интегрального принципа для q,
q приводит к выводу, что компоненты q, q могут быть независимы
300
друг от друга и аддитивно входить в общий теплопоток, т, е, под­
тв ер ж дает полож ение п. 4: q = q + q.
9.
Если открытая система пограничных
контактных
слоев
воды и воздуха находится в состоянии, близком к равновесному,
то выполнение (П .2) в качестве достаточного условия обеспечив
вает стационарное положение системы в любой момент времени,
т. е, эиергопоток вида (П .1) мож ет обеспечить непрерывную по­
следовательность стационарных состояний для взаимодействую­
щих слоев воды и воздуха в течение всего сезонного хода.
В рамках приведенной концепции выражение (П Л ) для «цик­
лического» теплопереноса
мы получили, исходя из положений
п. 1— 5. Это вы ражение такж е мож но получить как решение ва­
риационной задачи, минимизируя производство энтропии в про­
цессе теплопереноса (п. 7 ). Таким образом, соотношение (ПЛ)
получено независимо от локальных соотношений вида ( 2 .2 ), т. е.
от так называемых «балк-формул». При выводе балк-формул ис­
пользуется условие отсутствия горизонтальных градиентов темпе­
ратуры на поверхности раздела вода— воздух [36]. Однако именно
эти градиенты являются отличительной чертой крупномасштаб­
ной климатической системы, например меридиональные гради­
енты м еж ду полюсом и экватором. Используя дополнительные д о­
статочно сильные предположения о локальном обмене на границе
сред, которые параметризуют обмен через крупномасштабные па­
раметры, можно найти соответствие меж ду балк-формулами и
выражением (П Л ) для Q. Выше (глава 2) такое соответствие най­
дено на основе соотношений для интенсивности переноса в мус­
сонных полях. Эти соотношения выражают переносные скорости
как функцию градиентов
температур
u = f(V Т) = const -V Т.
Связи такого рода используются во многих работах [80, 100, 115,
327, 341а]. И х принципиальной чертой является взаимовлияние
тепловых свойств океана и динамических характеристик атмо­
сферы, Учет этих связей формально позволил перейти от трехпа­
раметрической зависимости теплопотока в соотношении (2 ,2 ) q =
= q ( T w, Та, и) к двупараметрической q = q ( T , 0, Та). Именно про­
стота исходных посылок, в основе которых леж ат кинематические
и обратные динамические связи, управляющие квазистатическими
переносными движениями, позволили осуществить вывод соотно­
шения дл я Q (П Л ) различными способами. Продемонстрируем
в итоге соответствие м еж ду балк-формулами и соотношением
(П Л ), исходя из предположения о «слабой» памяти [118] си­
стемы взаимодействующ их слоев океана и атмосферы, где тепло­
вые потоки зависят от значения параметров среды в прошедшие
моменты времени, В самом дел е, градиенты приземного атмо­
сф ерного давления, а вместе с ними и составляющие (вертикаль­
ная и горизонтальная) приземного ветра в годовом ходе зависят
от интегральной по высоте температуры столба, которая в сезон­
ных регулярных колебаниях отстает по ф азе относительно темпе­
301
ратуры на поверхности. Локальный прогрев столба атмосферы
над океаном при этом происходит в основном снизу и зависит от
температуры поверхности воды и такж е мож ет происходить за
счет адвективного переноса из других районов или от значений
температуры воздуха в точке в предыдущие моменты времени.
Таким образом , для сезонных изменений скорости переносных
квазистатических движений и а в деятельном
имеем
со
слое
атмосферы
00
иа it) = j А (т) ? « { # - ■ r)d t + J s (т) T w (t ~ т) dx,
(П.З)
где T Wtа — сезонные колебания температур у поверхности раздела.
Поскольку объемная теплоемкость воздуха в 103 раз меньше теп­
лоемкости воды, примем полож ение «слабой» памяти среды,
включающей поверхность р аздела и прилегающий слой воздуха,
т, е. что ядра интегрального оператора А, В отличны от нуля
только для значений т, близких к нулю. Реакция атмосферы на
сезонное тепловое воздействие запазды вает на 20— 30 дней, т. е.
эффективное время х в (П.З) примерно в 15 раз меньше, чем го­
довой период колебаний, и положение о слабой памяти оправ­
дано: т /т о -> 0 , А, В ~ >-0.
Представляя
значения .температур
Ta (t — т) в точке х = х 0 в виде ряда по степеням т, подставляя
в (П.З) и ограничиваясь в силу «слабой памяти» малыми т, т. е.
линейными членами разложения, из (П.З) имеем
и (/) « ита + faT, + f3Ta + u h ,
(П .4)
где fi_ 4— функции координат на поверхности раздела. П одстав­
ляя (П .4) в выражения для балк-формул и интегрируя и х за годо­
вой цикл, имеем Q в виде (П .1 ), т. е. Q = con st- ^ T i ad Ta . СтрукX
тура «сезонного» циклического теплопотока как функция вида q =
= f (Т№Та) Т а, на первый взгляд, сильно отличается от уравнения
Фурье для переноса тепла в неподвижной среде, линейному отно­
сительно градиента температур. Здесь мы рассматриваем теплоперенос в конвективном виде; кроме того, можно полагать, что за ­
кон Фурье для теплопереноса является аппроксимацией, справед­
ливой для достаточно однородны?: температурных полей [372, 377],
поэтому связь полученных выражений с линейным соотношением
Фурье мож ет носить только условный характер.
Заметим,
что
температурная
зависимость
коэффициента
с ~ 1 / Г в (П .1) дает гипотетическую возможность для оценки сте­
пени близости климатической системы взаимодействующих слоев
воды и воздуха к равновесному состоянию. Д ля подобной оценки
302
необходимо произвести сравнение теплопотока в атмосферу в вы­
соких и низких ш иротах. В близи равновесного состояния при о д ­
ной и той ж е разности температур вода— в оздух теплопоток на
полюсе д п будет примерно на 10 % выше потока на экваторе qa
за счет температурной зависимости коэффициента:
q j q s г» T J T n = 3 0 0 К /2 7 0 К яа 1,1 .
Альтернативную проверку данного соотнош ения провести в на­
стоящее время из независимых расчетов не удается, так как о б ­
щепринятая точность расчетов крупномасш табного теплопотока
на основе балк-формул не превыш ает 2 0 % - Температурная з а ­
висимость коэффициента теплопереноса м ож ет давать вклад и
в так называемый эффект полярного усиления температурных
аномалий. Сравнение представленной концепции (интегральные
формулы теплопереноса) с концепцией турбулентного переноса на
границе за счет пульсаций («балк-ф ормулы ») в какой-то мере
аналогично сравнению' м еж ду
необходимы ми и достаточными
условиями, определяющ ими крупномасш табный теплоперенос м е­
ж ду океаном и атмосферой. В этом смысле балк-формулы являются,
необходимыми элементами: условием теплопереноса на границе
выступает скачок пограничных тем ператур, который обеспечивает
отличный от нуля теплопоток в соответствии с балк-формулой.
Мы отмечали, что балк-формулы по сущ еству локальны, т. е. не­
обходимые
условия
долж ны локально выполняться в к а лсд ой
точке поверхности р аздела сред. М еж ду тем этих условий н едоста­
точно для формирования однонаправленного теплопотока на круп­
номасштабной акватории. Д ля крупномасш табного теплопереноса
должны выполняться условия переноса тепла от границы р аздел а
в вышележащие слои атмосферы, т, е, условия увеличения эф ф ек ­
тивной теплоемкости атмосферы. Выполнение этого условия воз­
можно в крупномасштабных циркуляционных структурах, которые
имеют вертикальные переносные компоненты скоростей. П оскольку
такие структуры связаны с крупномасштабными горизонтальными
градиентами температур и частично вызваны неравенством тем ­
ператур поверхности, мож но считать интегральные выражения
для крупномасш табного теплопотока (П .1) достаточными для
его описания,
а использованные при выводе этих выражений
связи — достаточными условиями образования крупномасштабных
потоков тепла,
‘
Перепое тепла излучением на границе вода— воздух не впи­
сывается в данную условную схем у необходим ы х и достаточных
условий. Н аиболее принципиальное отличие крупномасш табного
радиационного теплопереноса м еж ду океаном и атмосферой з а ­
ключается в том, что ои реализуется и отличен от нуля д а ж е при
равенстве пограничных температур воды н воздуха. Это свойство
лучистого энер го перенос а было использовано в модельной интер­
претации годового хода тем ператур воздуха и воды М ирового
океана
[263]. При этом компонент интегрального за сезонный
303
цикл теплопереноса может быть такж е представлен в виде инте­
грала
R ~ con st • ф
dTa
(глава 2) подобно выражению для
Т
Q (П.1).
Для интегральных за цикл знергопотоков в климатической си­
стеме можно предложить Систему параметризаций, которая опи­
рается на формализм Войты [117], графической иллюстрацией
которого служит метод «фазовых диаграмм» для двупараметри­
ческих процессов. Энергию Е и поток W можно представить как
квадратичную функцию определяющих параметров я,*:
dE * - ± ( c x t) d x r,
=
(П.5)
Если в системе есть циклически меняющиеся компоненты xt (ско­
рости смещения, температуры, концентрации и д р .), то в среднем
з а цикл может возникнуть отличный от нуля «колебательный»
энергоперенос. Интегрируя (П.5) за период временного цикла т,
считая, что параметры xt, Xj относятся к фиксированной точке
х = х а н меняются только во времени, будем иметь генерацию
энергии в единице объема в среднем за цикл:
В
с
дх,
Xi-gj-di.
(П.6)
Предположим, что параметры х; цикличны в пространстве. Если
выражение, имеющее аналог силы / ' = ( 1/а )Е (с*0 V X], проин­
тегрировать по контуру или объему системы £3 в момент вре­
мени t = to, то результатом будет сила, приложенная к объему:
F;; = | XtVXjda,
(П.7)
■причем на границах объема по определению цикличности F |я = 0.
Соотношения между пространственными и временными интетралами (1X 6), (П.7) идентичны соотношению в механике, где
время является параметром, сопряженным энергии, а коорди­
н а та — импульсу. Выражения (П. 6 ), (П.7) допускают одну й ту
ж е геометрическую интерпретацию, удобную для практических
•оценок:, интегралы F, Е численно равны площади петли гистере­
зиса величин xt, x h параметром изменения которых являются со­
ответственно координата или время. Эти интегралы приложимы
к интерпретации основных циклических потоков энергии в си­
стеме океан— атмосфера. Например, они использованы при изу­
чении взаимодействия в системе «атмосферное давление — уро­
вень океана» [176, 177, 252, 253], где сделаны оценки передачи
304
энергии за счет работы сил нормальных напряжений м еж ду океа­
ном и полем давления в присутствии короткопериодных океанских
и земных приливов [136, 259, 424]. Оценки потока тепла в глубин­
ные слои океана при сезонном хо д е его термических параметров
[276] такж е получены из выражений вида (П .1 ), построенных
с использованием баланса тепла верхнего квазиоднородного слоя.
П одобную структуру имеет рассмотренный в главе 2 интеграль­
ный сезонный теплопоток м еж ду океаном и атмосферой, а так ж е
интегральный конвективный теплоперенос в атмосфере перенос­
ными движениями за годовой цикл [259].
П ростая система параметризаций использовалась для расче­
тов на акватории Северной Атлантики, что позволило с единой
точки зрения выделить энер го активные зоны:
(П.8 )
Величины Gu; и 0 а с точностью д о размерны х констант можно
интерпретировать как значения потенциальной энергии, генери­
руемой в столбе океана и атмосферы соответственно, А — работа
сил нормальных напряжений за цикл, Q — интегральный теплоперенос. И нтересно отметить (рис, П . 1 ), что тепловые и механи­
ческие энергоактивные зоны частично совпадаю т друг с другом
и располагаю тся в краевых районах океана. Распределение ве­
личины G w, G a имеет иной характер и выделяет область в цен­
тральной части океана, а изолинии Gw напоминают линии тока
в крупномасш табной системе течений североатлантического кру­
говорота
вод. П одобн ое совпадение м ож но ож идать в случае,
когда энергии вида {?<„ участвуют в формировании крупномас­
штабных движ ений океана — в этом случае стационарная система
течений дол ж н а быть похож а на изолинии потенциальной эн ер ­
гии. Абсолютный максимум G,,. у Н ью ф аундленда, по-видимому,
связан с заглублением теплых вод Гольфстрима в этом районе
и экстремальными значениям!! генерации потенциальной энергии.
Минимум значений Gw у восточного берега порож ден апвеллннгом, что приводит к сезонной генерации Gw другого знака. С о­
впадение структур G,с с их ож идаемы м располож ением свидетель­
ствует, с одной стороны, в пользу правильности упрощенной па­
раметризации ( П. 1), с другой стороны, м ож но сделать вывод, что
распределение потенциальной энергии Ga, генерируемой только
за счет сезонных колебаний, тесно связано с распределением по­
тенциальной энергии з а счет климатических, неизменных во вре­
мени
параметров.
Априорно это совпадение не очевидно. И з
20
Заказ IA 15
305
Рис. П,1. Применен не системы
параметризации
«колебатель­
ного» теплопереноса иа аква­
тории Северной
Атлантики.
a ~ S { P !1T„i ( г Ш . - ' С ) ;
й-5(Ч . Г„) (ем-'С);
в — совмещенные кэрти потокои ме­
ханической энергии |Д ж /(н! -га«.)1 и
циклических потоков тепли (Вт/м1)
ни границе.
рис. П.1 видно, что для потенциальной энергии Q a прибрежные
среднеш иротные
районы Атлантики являются районами стока,
а центральные районы акватории — областью «накачки».
Принцип «функционирования» тепловых энергоактивных зон,
направленный на смягчение климатических температурных гра­
диентов в климатической системе, по-видимому, непосредственно
связан с интегральным принципом термодинамики в одной из его
перефразировок
[205],
что подтверж дает самосогласованность
«механических» и тепловых ЭАО, а так ж е областей с экстремаль­
ными значениями потенциальной энергии на примере Северной
Атлантики.
20*
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. А в е р к и е в М. С. О расчетах суммарной радиации//Научи, сообщ.
АН ЛитССР, Ин-т геологии н географии.— 1962,— Вып. 13.— С. 117— 122.
2. А л е к с е е в Г. В. О формировании аномалий среднемесячной темпе­
ратуры воды в Северной Атлантике//Тр, ААНИИ.— 1982.— Вып. 383.— С. 91-—96.
3. А л е к с е е в Г. В. Натурные исследования крупномасштабной измен­
чивости в океане.— Л.: Гидрометеоиздат, 1984.— 112 с.
4. А л е к с е е в Г. В., Н и к о л а е в Ю. В,, Р о м а н ц о в В. Л. Нор­
вежская энергоактив пая зона//Итоги науки и техники. Атмосфера, океан, кос­
мос—программа «Разрезы»,— М., ВИНИТИ, 1985.— Т. 5,— С. 45—62,
5. А л е к с е е в И. М. и др. Двухуровениая цшротио-осред ценная модель
влияния стратосферного аэрозоля на приземную температуру//Тр. ИЭМ.—
1982,— Вып. 28 (101),— С. 6 5 -8 0 .
6. А ли г у с е й но в А. Г. и д р. Измерения турбулентных потоков тепла,
влаги и количества движения а приводном слое атмоферы па различных вы­
сотах//Изв, АН СССР. ФАО.— 1976 — Т. 12, № 6 , - С. 588—595.
7. А н д р е е в О, А,, К а г а н Б. А., О г а н е с я н Л. А. О сезонных
колебаниях уровня Мирового океана//Метеорология и гидрология.— 1974 —
№ 7,— С. 79—83.
u
8. А (I д р го щ е п к о Е. Н. и др. Изменчивость среднемесячных значений
характеристик энергообмена океан—атмосфера ’ в Северной Атлантике//!р.
ГГО,— 1987,— Вып. 506,— С. 93—107.
9. А и ц с к м о в а Е. П., П и в о а а р о в А. А, Расчет коэффициентов вер*
тикального турбулентного обмена в морях и водохранилищах//Метеорология
и гидрология,— 1966.— № 2.— С, 33—38.
10. А н т р о п о г е н н ы е
изменения клнмата/Под ред. М. И. Будыко,
Ю. А. Израэля.— Л.; Гидрометеоиздат, 1987.— 407 с.
11. А р и э л ь Н. 3., Б о р т к о в с к и й Р, С., Б ю т н с р Э. К. Основные
принципы построения таблиц для,определения турбулентных потоков в нижнем
слое воздуха над морем//Метеорология и гидрология.— 1975.— № 11.— С. 55—65.
12. А р и э л ь Н. 3. и др. О расчете среднемесячных значений потоков
тепла и влаги над оке аном//Метеорологи я и гидрология.— 1973.— № 5.—
С. 3 -1 1 .
13. А р и э л ь Н. 3., М у р а ш о в а А. В, Расчет уточненных номограмм
для определения коэффициентов сопротивления, тепловлагообмена над морем//
Тр. ГГО,— 1981,— Вып. 454,— С. 9—23.
14. А р и э л ь Н, 3,, С т р о к и на Л. А. Динамические характеристики
взаимодействия атмосферы с поверхностью Мирового океана.— Л.: Гидроме­
теоиздат, 1986.— 48 с.
15. А с а т у р о в М. Л. Энергобалапсовая модель сезонных изменений тем­
пературы воздуха у поверхности суши и океана//Метеорология и гидрология —
1988,— № г . — С. 2.
16. А т л а с океанов. Атлантический и Индийский океаны. Тихий океан.—
М.: ГУНиО МО СССР, 1977, 1974.
17. А т л а с теплового баланса океанов,— Севастополь; МГИ АН УССР,
1970.— 130 с,
18. Б а г р я н ц е в М, В. Статистический анализ аномалий температуры
воды в северной части Атлантического океаня//Тр. ААНИИ.— 1983,— Вып. 392 —
С. 121-127.
19. Б а й к о в а И. М. Параметризованная схема расчета альбедо системы
земля—атмосфера//Тр. ГГИ,— 1985,— Вып. 317,— С. 47—56.
308
20. Б а р а н о в Е. И. и др. Рояь квазистационарного аитициклонического
вихря в термодинамических процессах Ньюфаундлендской энергоактивной зоны
океана//Гидрометеорологические закономерности формирования средне широтных
эпергоактшшых областей Мирового океана,— М.: Гидрометеоиздат, 1986.—
С, 3—7.
21. Б а р а н о в Е. И. к др. Гидрометеорологическая характеристика Ныофаундлендской энергоактивной зоны//Итогп науки и техники. Атмосфера, океан,
космос — программа «Разрезы/.— М., ВИНИТИ, 1985.— Т. 5, — С. 63—S3.
22. Б а р а ш к о в а Е. П. и др. Опыт одновременных исследований трех­
мерной структуры поля излучения и атмосфере с помощью аппаратуры, уста*
ионлеиной на самолетах, аэростатах и спутниках//Тр, ГГО,— 1970.— Выи, 235,
С, 7—23.
23. В а р н е т Т. П. Роль океанов в глобальной климатической системе
Пер, с англ,//Изменения климата,— Л.: Гидрометеоиздат, 1980.— С. 209—255.
24. Б е л е в и ч Р. Р, и др. Результаты исследований тропической элергоактпвной зоны Атлантического океана//Итоги науки и техинки. Атмосфера,
океан, космос — программа «Разрезы».— М., ВИНИТИ, 1985.— Т. 5,— С. 149—
200.
25. Б е л о в П, Н., Ку р и л о в a IO. В. Радиационные поля крупномасш­
табных атмосферных возмущений//Тр. Гидрометцентра СССР.— 1968,— Вып. 30.—
С. 29—38.
26. Б е л я е в К. П., С е л е м е и о в К- М.. К вопросу о структуре внутри­
годовых аномалий температуры воды на примере Северной Атл анти ки/ / Гид ро метеорологические закономерности формирования среди еш иротных энергоактнвных областей Мирового океана. Ч. П,— М,: Гидрометеоиздат, 1986,—
С. 28—33.
27. Б и р м а н Б. А„ П о з д н я к о в а Т. Г. Климатические характеристики
теплообмена в зонах активного
взаимодействия океана и атмосферы.— М.:
Гидрометцентр СССР. 1985.— 84 с,
28. Б и р м а и Б, А,, Л а р и и Д. А., П о з д н я к о в а Т. Г. Некоторые
вопросы климатологии теплообмена в эпергоактивных зонах Мирового океаиа//Метеорология и гидрология.*— 1983,— № 5.— С. 79—86,
29. Б о г о р о в В. Г, Биологическая продуктивность океана и особенности
се географического распределения//Мировой океан,— М.: Мысль, 1970.—
С. 80— 102.
30. Б о г у с л а в с к и й С. Г. Поглощение солнечной радиации в море и ее
непосредственное влияние на изменении
температуры воды//Тр. МГИ АК
СССР,— 1956,— № 8,— С. 80—97.
31. Б о р т к о в с к и м Р. С. Расчет турбулентных потоков тепла, влаги
и количества движения над морем по данным судовых измерений//Метеороло­
гия и гидрология.— 1971,— Ns 3,— С. 31—37.
32. Б о р т к о в с к и й Р. С, К уточнению оценок тепло- и нлагообмена
океана и атмосферы при шторме//Тр. ГГО,— 1975.— Вып, 326,— С, 58—69.
33. ГЬо р тк о в с к ий Р- С. Тепло- и влагообмеп атмосферы и океана при
штормах,— Л.: Гидрометеоиздат, 1983.— 158 с.
34. Б о р т к о в с к и й Р, С., Б ю т н е р Э. К. Расчет коэффициента тепло­
обмена над морем//Иаа. АН СССР. ФАО.— 1969,— Т. 5.— С. 494—503.
35. Б о р т к о и с к и и Р. С., Б ю т н е р Э, К. Проверка модели турбулент­
ного теплообмена над морем по экспериментальным данпыи//Изв. АН СССР,
ФАО,— 1970,— Т, 6, № 1,— С. 37—44.
36. Б о р тк о в с к н и Р, С., С и р и г у л ь С. ГО. О возможности расчета
турбулентных потоков над термически неоднородной и нестационарной мор­
ской поверхностью//Тр. ГГО,— 1987,— Вып. Б06.— С, 147—158.
37. Б р а т е е р т У. X. Испарение в атмосферу. Теория, история, прило­
жения! Пер, с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1985.— 352 с.
38. Б у г а е в В. А., К а п А. Л. Кваандв ух летняя цикличность и эволю­
ция циркуляции и погоды в атла нти ко -ев ра аи ис ао м секторе полушария в 1968—
1970 гг.//Кпазндвухлетняя цикличность н циркуляция в атмосфере и в океане.—
Л.: Гидрометеоиздат, 1971.— С. 25—40.
39. Б у д ы к о М. И. Тепловой баланс земной поверхности,— Л.: Гидро­
метеоиздат, 1956,— 255 с.
309
40. Б у д ы к о М. И, Атлас теплового баланса земного шара,— М.; Изд.
АН СССР, 1962:— 69 с.
41. Б у д ы к о М. И. Климат в прошлом и будущем.— Л.; Гидрометеонздат, 1980.— 352 с,
42. Б у д ы к о М. И. Эволюция биосферы — Л.: Гидрометеоиздат, 1984,—
488 с.
43. Б у р к о в В. А. Гидрометеорологический обзор эиергоактивнон зоны
Гольфстрима //Итоги науки и техники. Атмосфера, океан, космос—программа
«Разрезы».— М.: ВИНИТИ, 1985.— Т. 5,— С. 4—44.
44. Б ю т н е р Э, К-, Ш а б а л о в а М. В, Простая математическая модель
влагообмена в атмосфере над океаном//Метеорология и гидрология.— 1986.—
№ 6,— С. 5—10.
45. В а н - М и г е м Ж- Энергетика атмосферы: Пер. с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1977,— 328 с.
46. В а к ал го к Ю. В. Об оценке доступной потенциальной энергии в изо­
барической системе координат//Изв. АН СССР. ФАО.— 1980,— Т. 16, № 4.—
С. 360—367.
47. В а к а л ю к Ю. В., Н и к и т и н А, Е. Современное состояние иссле­
дований энергетики атмосферы (обзор).— Обнинск: ВНИИГМИ—МЦД, 1983.—
52 с.
48. В е р б и ц к и й М. Я-, Ч а л и к о в Д. В. Моделирование системы ледняки—океан—атмосфера.~Л.: Гидрометеоиздат, 1986.— 136 с.
49. В з а и м о д е й с т в и е океана с окружающей средой/Под ред, А. И, Д у­
ванила.— М.: МГУ, 1983.— 216 с.
50. В и я о г р а д о в А. П. К геохимии Мирового океана,— М.: Наука,
1967.— 212 с.
51. В и н н и к о в К. Я. Чувствительность климата,— Л.: Гидрометеоиздат,
1986,— 224 с.
52. В о В а н ь Л а н ь , П и в о в а р о в А. А, Расчет годового хода тур­
булентного обмена и температуры воды в море//Изв, АН СССР. ФАО.— J974.—
Т. 10, № 9.— С. 976—984.
53. В о В а н ь Л а н ь , П и в о в а р о в А. А. К нелинейной задаче рас­
пространения температурных волн в стратифицированном океане//Морские гид­
рофизические исследования.— 1974.— № 3 (66).— С. 128—135.
54. В о л к о в Ю. А., К о п р о в Б. М, К методике измерений турбулент­
ных потоков тепла, влаги и количества движения с борта судна//ТРОПЭКС72—, Л.: Гидрометеоиздат, 1974,— С. 313—318,
55. В о л к о в Ю. А., Е л а г и н а Л. Г., К о п р о в Б. М. Спектральные
характеристики турбулентного обмена модели океаном и атмосферой в тропи­
ческой зоне Атлантики//Изв, АН СССР. ФАО.— 1974.— Т. 10, № 6 , — С. 619—
727,
56. В о л к о в Ю. А., Е л а г и н а Л, Г., К о п р о в Б. М. Исследования
тепловых потоков в приводном слое атмосферы по программе Атлантического
тропического
эксперимента//Метеорология
и
гидрология.— 1981,— № 8,—
С. 102—109.
57. В о л к о в Ю. А., Е л а г и в а Л. Г., К о п р о в Б. М. Тепловые потоки
вблизи поверхности океана и методы их параметризации//Итоги науки и тех­
ники, Атмосфера, океан, космос—программа «Разрезы*-.— М.; ВИНИТИ, 1986.—
Т. 6,— С. 20fr—218.
58. В о л к о в Ю. Н. Термодинамические долгопериодные колебания океана
и атмосферы в северной части Тихого океана//Океанология.— 1980.— Т. 20.
вып. 5,— С, 818—827.
59. В о л к о в а Г. П., Гу л е в С, К, Л а п п о С, С. Межгодовая дина­
мика теплообмена Северной Атлантики с атмосферой //Итоги пауки и техники.
Атмосфера, океан, космос — программа «Разрезы»,— М.: ВИНИТИ, 1987 —
Т. 9.— С. 65—135,
60. В о л о в и к о в С. А.,
К о л о м е е в М. П.,
X м е л е в ц о в С. С,
Исследование переходного процесса в земной климатической системе при изме­
нении солнечной постоявиой//Изв. АН СССР. ФАО,— 1985 — Т. 21
№ 11 —
С. 1206—1209.
310
61. В о л о щ у к В. М . . Вертикальный турбулентный перенос в приземном
слое//Метеорология и гидрология.— 1975,— № 10.— С, 19—26.
62. В о л о щ у к В. М. О широтном распределении сдвига фазы сезонного
колебания приземной те мпер ату р ы//М етео роло ги я it гидрология.— 1988.— № 5.—
С. 19—31.
63. В о л о щ у к В. М., Н е д о с т у п е й к о Г. А. О демпфирующей роли
океана при формировании сезонного хода приземной температуры //М етеоро­
логия и гидрология.— 1987,— № 12.— С. 5— 15.
64. В у л н с И. Л„ М о н и к А. С. О доступной потенциальной энергии
онеапа//ДАН СССР,— 1975,— Т. 221, № 3,— С. 597—600.
65. Г а в р ил ни Б. Л„ М о и и и А. С. Модель долгосрочных взаимодей­
ствий океана и атмосферы//ДАН СССР,— 1967,— Т. 176, № 4 , - С. 822—825.
66. Г а в р и л н н Б, Л., М о н и и А. С. О расчете климатических корреля­
ций по чнслетшм моделям атмосферы//Изв, АН СССР. ФАО.— 1970,— Т. 6,
№ 7,— С. 659—665.
67. Г а в р и л о в А. С., Л а й х т м а н Д. Л. О влиянии радиации на режим
приземного слоя атмосферы//Изв. АН СССР. ФАО.— 1973.— Т. 9, № И .—
С. 27—33.
68. Г а р в е й Д, Атмосфера и океан: Пер. с англ.— М.: Прогресс, 1982.—
184 с.
.
69. Г е м и ш 10. В. Моделирование вертикальной термической структуры
деятельного слоя океана ((обзор).— Обнинск: ВНИИГМИ—М Ц Д, 1983,— 52с.
70. Г и л л А , Е. Динамика атмосферы и океана: Пер. с англ.— М.: Мир,
1986,— Т. 1,— 400 с. Т . П.— 416 с.
.
71. Г и н з б у р г А. С. Радиационная энергетика климатической системы//
Изв. АН СССР. ФАО,— 1982,— Т. 18, Mr 12,— С. 62—68.
72. Г и н з б у р г А. С. Термодинамическая оценка работоспособности кли­
матической системы//Изв. АН СССР. ФАО.— 1985.— Т, 21, № 10.— С. 1020—
1025.
73. Г и р д ю к Г. В,, М а л е в с к и й - М а л е в и ч С. П. Методика расчета
эффективного излучения поверхности океагга с учетом ярусиостн облаков//
Метеорология и гидрология.— 1981,— Ка 10.— С. 44—52.
74. Г л а г о л е в а М. Г„ С к р и п т у и о в а Л. И. Прогноз температуры
йоды в океане,— Л.: Гидрометеоиздат, 1979.— 166 с,
75. Г л е д з е р Е. Б., Д о л ж а и с г с и й Ф. В,, О б у х о в А. М. Спстсмьг
гидродинамического типа н их приложение,— М.: Наука, 1981,— 368 с.
76. Г л о б а л ьн ы й климат/Под ред. Дж. Хоттона: Пер. с англ.— Л,:
Гидрометеоиздат, 1987.— 504 с.
77. Г о л и ц ы я Г. С. Введение в динамику планетарных атмосфер.— Л,:
Гидрометеоиздат, 1973-— 104 с.
78. Г о л и ц ы н Г. С., Г р а ч е в А, А, Скорости и тепломассообмен при
конвекция в двухкомлопентиой жидкосги//ДАН СССР.— 1980.— Т. 225.— № 3.—
С. 548— 552.
79. Г р а ч е в А. А. Конвективное остывание жидкости со свободной поверхпости//Иэв, АН СССР. ФАО — 1983.— Т. 19, № 5,— С, 513—523.
80. Г р а ч е в А. А., П а н и и Г. Н, Параметризация явного и скрытого
потоков тепла над водной поверхностью в штилевую погоду в естественных
усдовпях//Изи. АН СССР. ФАО,— 1984,— Т. 20, № 5,— С. 364—371.
81. Г р а ч е в
Ю. A. ir др. Динамика синоптических вихрей открытого
океана в районе ПОЛ ИМОДЕ//Океанология.— 1984.— Т. 24, № 4 , — С. 54Э—557.
82. Г р у з а Г, В., Р а п ь ко в а 3 . Я. Структура и изменчивость наблю­
даемого климата. Температура воздуха Северного полушария.— Л.: Гидрометеонздат, 1980,— 72 с.
83. Г у л е н С. К. К проблеме восстановления пропусков в рядах клима­
тических даиных//Тр, ВН И И ГМ И -М Ц Д ,— 1986,— Вып. 130,— С. 5— 10.
84. Г у л е в С. К, З в е р я е в И. И. Межгодовая изменчивость некоторых
характеристик взаимодействия океана и атмосферы и Ньюфаундлендской энергоактивпой области//Исследование процессов взаимодействия океапа н атмо­
сферы.— М., 1984.— С. 35—44.
85. Г у л е в С. К., К о л и и к о А. В., Л а п л о С. С,
Взаимодействие
океана и атмосферы в Ньюфаундлендской энергоактивной области в условиях
311
аномальных атмосферныхситу аций//Метеорол огня и гидрология,— 1987,—
№ 8.— С. 63—70.
„
.
86. Г у л е в С. К., Л а п п о .С. С. О взаимодеиствии полей температуры
води и воздуха в Северной Атлантике//Изв. АН СССР, ФАО,— 1983,— Т. 19,
№ 9.— С. 956-964.
„ „
„
,
г
87. Г у л е в С. К., Л а п п о С. С.
Крупномасштабное взаимодействие
атмосферы и океана (обзор).— Обнинск: ВНИИГМИ—МЦД, 1985 — 96 с.
88. Г у л е в С. К-, Л а п п о С. С, Зональный климат Мирового океана.
Фазовые различия, тепловые потоки, межширотный обмеи//Метеорология и гид­
рология.— 1986.— № 10.— С. 76—84.
89. Г у л е в С.
Л а п п о С. С. Меридиональные потоки в океане и
в атмосфере//Итоги науки и техники. Атмосфера, океан, космос — программа
«Разрезы».— М.: ВИНИТИ, 1986. Т. 6,— С. 273—294.
90. Г у л е в С. К., Л а п п о С, С., М е т а л ь н и к о в А . П. О тепловом
взаимодействии Атлантического субтропического круговорота с атмосферой//
Морской гидрофизический журнал.— 1986.— № 5.— С. 38— 45.
91. Г у л е в С, К., Л а п п о С. С., Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. Парамет­
ризация интегральных среднегодовых потоков тепла между океаном и атмо­
сферой//Изв. АН СССР. ФАО.— 1 9 8 5 ,-Т. 21, № 7 , - С. 759-767.
92. Г у л е в С. К-, Л а п п о С. С., Т и х о н о в В. А. Межгодовая дина­
мика интегральных характеристик теплового взаимодействия Северной Атлан­
тики с атмосферой//Изв. АН СССР. ФАО.— 1988,— Т. 24, № 8.— С. 861—872.
93. Г у л е в С. К., Н а д е е в В. В. О зависимости параметров теплового
взаимодействия океана и атмосферы от периода осреднения гидрометеорологи­
ческих данных//Исследование процессов взаимодействия океана и атмосферы.—
М.: Гидрометеоиздат, 1984.— С. 45—53.
94. Г у л е в С. К., Р о ж д е с т в е н с к и й А, Е. Параметризация потоков
тепла между океаном и атмосферой за годовой цикл (на примере Красного
моря)//Исследование процессов взаимодействия океана и атмосферы.— М.:
Гидрометеоиздат, 1984.— С. 53—64,
95. Г у л е в С. К-, Т и х о н о в В. А. Межгодовые изменения теплового
баланса Северной Атлантики и меридиональный тепло перенос //Итоги науки
н техники. Атмосфера, океан, космос — программа «Разрезы»,— М,, ВИНИТИ,
1987,— Т. 7.— С, 332—341.
96. Г у м б о л ь д т А. Путешествие в равноденственные области Нового
Света в 1799—1804 гг. Пер. с англ.— М.: Географгиз, 1963.— 502 с.
97. Д а р и ч е в а Л. В., Д у в а н н н А. И., Ч у п р ы н и н В. И. Модели­
рование автоколебательной системы океан—атмосфера//Океанология.— 1972.—
Т, 12, № 5,— С. 892—897,
98. Д а р и ч е в а Л. В., Ч у л р ы н и н В, И.
Простая математическая
модель для описания крупномасштабных процессов в океане и атмосфере//
Исследование системы «ледники—океан—атмосфера*.— Владивосток, 1974.—
С. 55—65.
99. Д а р и ч е в а Л. В,, Ч у п р ы н п н В. И. Математическая модель воз­
мущений температуры и скорости в океаническом круговороте при учете про­
стых вариантов обратной связи между атмосферой и океаном.— Владивосток,
ДВГУ,— 1980.-32 с. Деп. ВИНИТИ, 26.12.80, № 300—81.
100. Д а р и ч е в а Л, В., Ч у п р ы и и н В. И. Эксперименты по модели­
рованию автоколебаний, обусловленных взаимодействием океана и атмосферы//
Океанология,— 1983,— Т. 23, № 3,— С. 399—405.
'
101. Д е г т я р е в А. И,, Т р о е н и к о в И. В. Влияние аномалий темпсратуры поверхности океана в Атлантике на развитие атмосферной циркуляции//Итогп науки п техники. Атмосфера, океан, космос—программа «Разре­
зы».— М.: ВИНИТИ, 1987,— Т. 7,— С. 40—46,
102. Д и к о н И. Л., У э б б И. К- Микромасштабное взаимодействие//
Море: Пер. с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1 9 6 5 .-С, 5—57.
103. Д и н а м и к а масс снега и льда: Пер, с англ.— Л.: Гидрометеоиздат,
1985.— 456 с,
104. Д и т р и х Г., К а л л е К- Общее мореведение, введение в океано­
графию: Пер. с нем.— Л,: Гидрометеоиздат, 1961 — 461 с.
312
105. Д о б р о л ю б о в С. А. Объемный характеристики антарктических
промежуточных вод в Мировом океане.— М.: МГУ, 1983.— 14 с. Дел. ВИНИТИ,
17.03.83, № 1396-83.
106. Д о б р о л ю б о в С. А. Потоки антарктических промежуточных вод
на границах южной Атлантики.— М.: МГУ, 1983.— 10 с. Деп. ВИНИТИ, 23.03.83,
№ 1549-83.
107. Д о б р о л ю б о в С. А. Об определении средних термохалинных харак­
теристик океаиа//Бести. МГУ. Сер. «География»,— 1987,—1№ 3.— С. 65—71.
108. Д о б р ы ш м а и Е, М. Об определении ширины экваториальной зоны//
Метеорология и гидрология,— 1973.— № 12,— С. 19—23.
.
109. Д о б р ы ш м а и Е. М. Динамика экваториальной атмосферы.— Л.:
Гидрометеоиздат, 1978. — 288 с.
110. Д о л г о с р о ч н о е и среднесрочное прогнозирование погоды. Проб­
лемы и перспективы/Под ред. Б, Бариджа, Э. Челлеиа: Пер. с англ.— М.: Мир,
1987,— 288 с.
111. Д о р о н и н 10. П. Тепловое взаимодействие атмосферы и гидросфе­
ры в Арктике.— Л,: Гидрометеоиздат, 1969.— 300 с.
112. Д о р о н и н Ю. П. Взаимодействие атмосферы и океана.— Л.: Гидро­
метеоиздат, 1981.— 288 с.
113. Д у в а ни и А. И. Средний уровень океанов как показатель процес­
сов взаимодействия океана и атмосферы//Тр. ГОИН.— 1951. Вып. 9.— С. 16—74.
114. Д у в а и и и А. И, О модели взаимодействия между макропроцессами
в океане я атм осфере/ /Океа iюл о гия.— 1968.— Т. 8, вып. 4.— С. 571—580.
115. Д у в ан и и А, И. О взаимодействии между гидрометеорологическими
макропроцессамп в океане и атм осфере//Вести. МГУ. Сер. «География»,—
1977.— № 5.— С. 89—95.
116. Д ы м н и к о в В. П,, Ф и л и н С. К. Численное моделирование отклика
атмосферной циркуляции на аномалии температуры поверхности океана в сред­
них широтах//Итоги науки и .техники. Атмосфера, океан, космос-программа
«Разрезы»,— М.: ВИНИТИ. 1987,— Т. 7.— С. 27—40.
117. Д ь я р м а т и И. Неравновесная термодинамика. Теория поля и ва­
риационные принципы: Пер. с англ.— М.: Мнр, 1974,— С, 205—260.
118. Д э й У, А, Термодинамика простых сред с памятью: Пер. с англ.—
М.: Мир, 1974,— С. 16—53.
119. Е г о р о в Б. Н., К и р и л л о в а Т. В. К вопросу учета влияния об­
лачности на суммарную радиацию в тропических районах Атлантнки//Тр. ГГО.—
1977,— Вып. 388.— С. 101— 105.
120. Е г о р о в Б. Н., К и р и л л о в а Т. 13. Ослабление суммарной радиации
облаками различных форм по данным АТЭП-74//Изв. АН СССР. Ф А О . 1979.—
Т. 15, № 9,— С. 987—990.
121. Е ф и м о в В. В. и др. Оценка методов расчета тепло- и вдагообмека
между океаном н атмосферой.— Севастополь: МГИ АН УССР, 1984.— 48 с.
122. Е ф и м о в В. В., Т и м о ф е е в Н. А. Методы расчета и оценка соста­
вляющих теплового баланса для целей мониторинга оке аиа//Комплексный
глобальный мониторинг Мирового океана. Т. 3.— Л,: Гидрометеоиздат, 1985.—
С. 42—49.
123. Е ф и м о в В. В. и др. Оценка коэффициентов тепло- и влагообмена
между океаном и атмоефероЙ//Изв. АН СССР. ФАО,— 1985.— Т 21 № 7 С. 735—743.
" '
124. З а й ц е в а Н. А., К о е т я и о й Г. Н., Щ л и х о в В. И. Модель стан­
дартной радиационной атмосферы (длинноволновал радиация)//Метеорология
и гидрология,— 1973,— № 12,— С. 24—34.
125. З а х а р о в В, Ф. Льды Арктики и современные природные процес­
сы,— Л.: Гидрометеоиздат, 1984,— 136 с.
Л , Й р ш е ^ ^ з д Г т ! 1970 — 2® ^
Д им иивд пограничного слоя атмосферы ,-
ат
^ Я Л ||Т 1 |||К СВ 1 1 Ч С. С., М о и и и А, С. Глобальное взаимодействие
лтмосферы и океана.— Л.: Гидрометеоиздат, 1 9 7 7 .— 24 с.
„
“ В. 3 и л н тн и ке в нч С, С., М о н и н А . С., Ч а л и к о в Д. В. Взаимодеиствне океана и атмосферы//Гидрофиэнка океана,— М., 1978._С. 208__ 339.
313
129. И в а н о в А. Введение в океанографию: Пер. с франц.— М.: Мнрт
1978.— 574 с,
130. И в а н о в М. Ф. и др. Функция чувствительности и эпергоактнвные
области в океанах Северного полушария//Гидрометеорологические закономерно­
сти формирования средпеширотных энергоактивиых областей Мирового океана.
Ч. 1.— М.: Гидрометеоиздат, 1986,— С. 134— 145.
131. И в а н о в Ю. А„ Н о в и ц к и й А. Г. Реакция океана на годовые
и полугодовые колебания атмосферы//Океанология.— 1975.— Т. 15, вып. 5,—
С. 786—789.
, w
132. И г н а т ь е в Г. М. Тропические острова Тихого океана.— М.: Мысль,
1979.— 272 с.
133. И з м е н е н и я климата/Под ред. Дж. Гриббона: Пер. с англ.— Л,:
Гидрометеоиздат, 1980.— 360 с.
134. И с с л е д о в а и и е взаимодействия пограничных слоев атмосферы и
океана. Анализ современного состояния н оценка перспективных направлений
работ в рамках программы «Разрезы »/Под ред. 10. А. Волкова, В. Н, Лыкосова.— М., 1987.— 63 с.
135 И с с л е д о в а н и е системы «ледники—океан—атмосфера».— Владиво­
сток: ДВНЦ АН СССР, 1974,— 140 с.
136. К а г а н Б, А. Глобальное взаимодействие океанских и земных прили­
вов.— Л.: Гидрометеоиздат, 1977.— С. 32—33.
137. К а г а н Б. А. О диссипации энергии гравитационных приливов в атмосфере//Изв. АН СССР. ФАО.— 1 9 8 1 -Т . 17, Ns П. — С. 1209—1212.
138. К а г а н Б. А,, Ц а н к о в а И. С. Пространственно-временная измен­
чивость теплосодержания в Мировом о кеан е//Метео роло гия и гидрология,—
1986,— № П.— С. 62—71.
139. К а г а н Б. А., Ц а н к о в а И. С. Пространственно-временная изменчи­
вость меридионального переноса тепла в Мировом океане//Метеорология и гид­
рология.— 1987,— №4 . — С, 66—71.
140. К а з а к о в А. Л., Л ы к о с о в В. Н, К вопросу о параметризации
тепловлагообмена при штормах применительно к задачам взаимодействия атмо­
сферы и океан я//Метеор ологи я и гидрология.— 1980.— № 8,— С. 58—64.
141. К а з а к о в А. Л., Л ы к о с о в В. Н. О параметризации взаимодей­
ствия атмосферы с подстилающей поверхностью при численном моделировании
атмосферных процессов//Тр. Зап. СибНИИ,— 1982.— Вып. 55.— С, 3—20.
]42. К а л а ц к и й В. И. Моделирование вертикальной термической струк­
туры деятельного слоя океана,— Л.: Гидрометеоиздат, 1978.— 216 с.
143. К а л а ц к и й В. И,, Н е ч в о л о д о в Л. В. Оценка переноса тепла
течениями в деятельном слоя Северной Атл а итики/'/Метео ролorия н гидроло­
гия,— 1987,— № 6 .- С . 81—87.
144. К а м е и ко в ич В. М. Об одной модели для определения температуры
поверхности океана //Океанология,— 1969,— Т. 9, № ].— С. 38—43.
145. К а р о л ь И. Л„ Введение в динамику климата Земли,— Л,: Гидро­
метеоиздат, 1988,— 216 с,
146. К а р о л ь И. Л., Р о з а н о в Е. В. Радиационно-конвективные модели
клнмата//Изв, АН СССР. ФАО,- 1982,— Т, 18, № П. — С. 1179— 1191.
147. К а ц А. Л. Цикличность в экваториальной стратосфере и мезосфере
и сезонные преобразования глобальной циркуляции//Метеорология и гидроло­
гия,— 1966,— № 7,— С. 13—21,
148. К а ц А. Л. Циркуляция в стратосфере и мезосфере.— Л.: Гидро­
метеоиздат, 1968.— 204 с.
149. К а ц А, Л. О цикличности в экваториальной стратосфере и взаи­
мосвязи ее с общей циркуляцией атмосфепы//Метеопология и гидрология —
1975.— № 12,— С, 3— 13.
150. К и л ь м а г о в Т. Р. Методы неравновесной термодинамики в физи­
ческой океанографии.— Владивосток: ДВНЦ АН СССР, 19S7.— 80 с.
151. К и т а й г о р о д с к и й С. А. Физика взаимодействия атмосферы и
океана,— Л.: Гидрометеоиздат, 1970.— 238 с.
152. К л н м о к В. И,, Ф р и д р и х Г. Исследование теплового баланса
о
„ J?£1!!£!,4lI?0CT2 Мирового океана на основе численной модели//Преи р.
ВЦ СОАН СССР, № 485.— Новосибирск, 1983.— 18 с.
314
153. К о н д р а т ь е в К- Я. Радиационные факторы современных измене­
ний глобального климата,— Л,: Гидрометеоиздат, 1980,— 280 с.
154. К о н Д р а т ь е и К- Я. Солнечная постоянная: современное состояние
исслсдований//Метеорология и гидрология,— 1983,— Яг 9,— С, 111— 119.
155. К о н д р а т ь е в К- Я., Д ь я ч е н к о Л. Н., К о з о д е р о в
В. В.
Радиационный баланс Земли,— Л.: Гидрометеоиздат, 1988.— 352 с.
156. К о н д р а т ь е в К. Я-, К о з о д е р о в В. В. Аномалии радиационного
баланса Земли и теплосодержания деятельного слоя океана как проявления
знер гоактивных зон//Итоги науки и техники. Атмосфера, океан, космос — про­
грамма «Разрезы». М., ВИНИТИ, 1984.— 280 с.
157. К о н с т а н т и н о в А. Г, Испарение в природе,— Л.: Гидрометеоиздат,
1968,— 533 с.
158. К о п р о в Б, М. Энергетический баланс приэкваториальной атмосферы
и меридиональный тепл опер енос//Изв. АН СССР. ФАО.— 1980.— Т. 16, M> I.—
С. 11— 19.
159. К о п р о в Б. М, Об оценках меридионального переноса энергии атмо­
сферой и океаном//Изв, АН СССР. ФАО,— 1982,— Т. 18, № 1,— С, 30—37.
160. К о р о т а е в Г. К* Формирование меридионального переноса тепла
в Мировом оксапе//Теорня динамических процессов в океане,— Севастополь,
1 9 8 3 ,- С. 5— 15.
161. К о р о т а е в Г. К-, М и х а й л о в а Э. Н., Ш а п и р о Н. Б. Особен­
ности меридиональной циркуляции и меридиональный перенос тепла в Северной
Атлантике//Морской гидрофизический журнал.— 1985,— № 1.— С, 13— 18,
162. К о р т В. Г. О крупномасштабном взаимодействии океана и атмосферы
(на примере северной части Тихого океана) //Океанология.— 1970.— Т. 10,
№ 2,— С. 222—240.
163. К о р т В. Г. Крупномасштабное взаимодействие под Северной Атлан­
тики с атмосферой//Океанология.— 1976,— Т, 16, № 4.— С. 565—570.
164. К о ч е р г и и В. П. и др. Численные эксперименты исследований сезон­
ной изменчивости крупномасштабной циркуляции Мирового океана и области
экстремальной изменчивости термодинамических характеристик Мирового океа­
на в задачах общей циркуляции//Итоги пауки и техники. Атмосфера, океан,
космос —- программа «Разрезы»,— М.: ВИНИТИ, 1986.— Т. 6.— С. 233—248.
165. К р а у с Э. Б. Взаимодействие океана и атмосферы: Пер. с англ.—
Л.: Гидрометеоиздат, 1970,— 283 с.
166. К р у п н о м а с ш т а б н ы е динамические процессы в атмосфере/Под
ред. Б, Хоскинса к Д. Пирса: Пер. с англ.— М.: Мир, 1988,— 432 с,
167. К у з н е ц о в А, А. Верхний квазиоднородный слой Северной Атлан­
тики.— Обнинск: ВНИИГМИ—МЦД, 1982.— 83 с.
168. Л а к о и б А. Энергия моря; Пер. с франц.— Л.: Гидрометеоиздат,
1972,— 126 с.
169. Л а п п о С. С. Средпсмасш'габпые динамические процессы океана, воз­
буждаемые атмосферой.— М.: Наука, 1979.— 184 с.
170. Л а п и о С. С. К вопросу о причинах адвекции тепла на север через
экватор в Атлантическом о кеа пс// И селе до вaiт е
процессов взаимодействия
океана и атмосферы.— М.: Гидрометеоиздат, 1984.— С. 125— 129.
171. Л а п п о
С. С, и др. Э нергоактивпы е области Мирового океака//
Д А Н СССР,— 1984,— Т. 275, № 4,— С. 1018— 1024,
172. Л а п п о С. С. и др. Статистический анализ многолетних рядов тем­
пературы воды на поверхности в северных частях Атлантического и Тихого
о ке аио в//Г идр о метео ро ло гнчес кие закономерности формирования среднеш ирот­
ных эпс pro активных областей Мировою океана. 4 . 2 . — М.: Гидрометеоиздат,
1986,— С. 10—22.
173. Л а п п о С. С., Г у л е в С. К. Введение и анализ эн ер го актив пых зон
северной части Атлантического океаиа//Исследовапие процессов взаимодействия
океана и атмосферы.— М.; Гидрометеоиздат, 1984.— С, 3—37.
174. Л а п п о С, С., Г у л е в С. К- Фазовые различия в годовом ходе
термических характеристик океанов, материков.
атмосферы и льдов//ДАН
СССР,— 1985,— Т. 284,
6.— С. 1471— 1476.
175. Л а п п о С. С., М у з ы ч е н ко А. Г., Р о з е и ф е л ь д С. X. О ста­
тистической структуре среднемесячных аномалий
температуры
поверхности
315
воды в северной части Тихого океана//Метеорология в гидрология,— 1987.—
№ 3,— С. 58—65.
176. Л а п п о С. С., Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. О вычислении энергии,
передаваемой атмосферой морскому у ете опр ил иву//И зв, АН СССР, ФАО,—
1979,— Т. 15, № 12.— С. 93—99.
177. Л а п п о С. С., Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е.
Взаимодействие поля
атмосферного давления с уровнем открытого оке апа//Исследование процессов
взаимодействия океана и атмосферы.— М.: Гидрометеоиздат, 1984.— С. 105—
119.
■
178. Л а р и н Д. А. О возможности расчетов потоков тепла и влаги по
осредненным значениям мет со элементов/Др. ВНИИГМИ—МЦД,— 1984.— Вып
119,— С. 98—104.
179. Л а р и н Д. А,, П а н и н Г, Н. Влияние корреляции между метеоро­
логически ми параметрами на результаты расчета интегрального испарения гг
теплообмена Каспийского моря//Водные ресурсы,— Ш85.— № 5,— С. 68—75.
180. Л е в и н Б. Р, Теоретические основы статистической радиотехники,—
М.: Советское радио, 1974.— 548 с.
181. Л е н ц Э. X. Физическая география.— Санкт-Петербург, Изд. АН,
1865,— 325 с.
182. Л о м а к и н А. Ф„ Р о г а ч е в К. А. Связь аномалий температуры
поверхности северной части Тихого океана с атмосферными процессами и пе­
реходные сезоны//Метеорология и гидрология.— 1983.— № 11.— С. 60—67,
183. Л о р е н и Э. Н. Природа и теория общей циркуляции атмосферы:
Пер. с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1970.— 259 с.
184. Л ы к о с о в В. Н. Численное моделирование низкочастотной изменчи­
вости среднеянварско и циркуляции атмосферы.— Препринт OB МАН СССР, М.,
1987,— 48 с.
185. М а е в В. К- Моделирование крупномасштабной циркуляции и мери­
дионального переноса тепла в Атлантическом океане//Морской гидрофизиче­
ский журнал.— 1987,— № 2,— С. 8—14.
186. М а к ш т а с А, П, Тепловой баланс арктических льдов в зимний
период.— Л.; Гидрометеоиздат, 1934,— 68 с,
187. М а л е в с к я й - М а л е в и ч С. -П. Изменчивость среднемесячных зна­
чений радиационных потоков в Северной Атлантике//Метеорология и гидроло­
гия,— 1985,— № 2,— С. 69—76,
188. М а л к у с Ж- С. Крупномасштабное взаимодействие//Море:
Пер.
с англ,— Л,: Гидрометеоиздат, 1965.— С. 55—254.
189. М а к а б е С.,
Б р а й е н К.
Климат и циркуляция океана: Пер,
с англ.—Л.: Гидрометеоиздат, 1972.— 192 с,
190. М а н к В,, М а к д о н а л ь д Г. Вращение Землн: Пер. с англ.— М.:
Мир, 1964.— 384 с.
191. М а н у й л о в а Н. И. и др. Оценка радна цион но-климатических эффек­
тов естественного и антропогенного аэрозоля//Изв. АН СССР, ФАО.— 1984,—
Т.. 20, № 11,— С. 1075—1079.
192. М а р ч у к Г. И,, С к и б а Ю. Н. Численный расчет сопряженной за­
дачи для модели термического взаимодействия атмосферы с океанами и кон­
тинента ми//Из в, АН СССР, ФАО,— 1976.— Т. 12, № 5,— С. 459—469,
193. М а р ч у к Г. И, и др. Математическое моделирование общей цирку­
ляции атмосферы и океана.— J1.: Гидрометеоиздат, 1984.— 320 с.
194. М а р ч у к Г. И,, З а л е с н ы й В. Б., Л ы к о с о в В. Н. Моделиро­
вание зимнего климата Мирового океана,— Препринт ОВМ АН СССР, М.,
1 9 8 2 .-4 2 с.
v
’
]95, М а р ч у к Г. И,, Л ы к о с о в В, Н. Диагностический расчет коэффи­
циента вертикального перемешивания в верхнем пограничном слое океана//
Математическое моделирование пограничных слоев атмосферы и океана.— М •
ОВМ,— 1988,— С. 4—21.
196. М а с а г у т о в Т. Ф. Обмен теплом и импульсом в приводном слое
атмосферы над океаном и его параметризация//Тайфун-78. Т. 2.— Л.: Гидро­
метеоиздат, 1980.
197. М а с а г у т о в Т. Ф. Расчет вертикальных турбулентных потоков
316
в приводном слое атмосферы в тропических ш иро тах //Метеор ол о rtiя и гидро­
логия,— 1981,— № 12,— С. 61—68.
198. М а с а г у т о в Т. Ф. Расчет влажности воздуха над морем по тем­
пературе воздуха
и воды//Метеорология
и гидрология.— 1981,— № 5.—
С. 114— н е .
199. М а т в е е в Ю, Л., М а т в е е в Л. Г., С о л д а т е п к о С. А. Гло­
бальное поле облачности.— Л.; Гидрометеоиздат, 1986.— 280 с.
200. М а т у ш е в с к и й Г. В., П р к в а л ь с к и й В. Е. Фильтрация вре­
менных рядо» в гидрометеорологии//Океаиология.— 19G8.— Т. 8, вып. 3,—
С. 502—513.
201. М е л е ш н о В. П., С о к о л о в А. П., Влияние аномалии температуры
воды в Северной Атлантике па циркуляцию, термический режим п влагооборот
в атмосфере Северного полушария//Метеорологи и и гидрология.— 1982.—
№ 2,— С. 51—62.
202. М е т о д и ч е с к и е указания. Расчет турбулентных потоков тепла,
влаги, количества движении над морем.— Л.; ГГО, 1981.— 56 с.
203. М и х а й л о в В. I-I. Динамика потока и русла в иеприливпых устьях
/Д р. ГОИН.— 1971.— Вып. 102,— 259 с.
'
204. М о д е л и р о в а н и е и прогноз
верхних слоев океана/Под ред.
Э. Б. Крауса: Пер. с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1979,— 368 с.
205. М о и с е е в Н. Н, Алгоритмы развития.— М.: Наука, 1987.—-201 с.
206. М о и и и А. С. Прогноз погоды как задача физики.— М.: Наука,
1 9 6 9,-184 с.
207. М о н и н А. С. Введение в теорию климата.— Л.: Гидрометеоиздат,
1982,— 248 с.
208. М о н и н А, С., О з м н д о в Р. В, Океанская турбулентность.— Л.:
Гидрометеоиздат, 1981.— 320 с.
209. М о х о в И. И. Метод амплитудно-фазовых характеристик для ана­
лиза динамики кли мата//Метеорологи я н гидрология,— 1985.— № 5.— С, 80—89.
210. М о х о в И. И, Анализ годового хода характеристик климата//Метеорол огня и гидрология,— 1985.— № 9 . — С. 38—45.
211. М о х о в И. И, Анализ годового хода зонального температурного поля
тропосферы и нижней стратосферы южного полушария//Метеорологнн и гид­
рология.— 1986.— № 1,— С, 24—31,
212. М у з ы ч е н к о А. Г. Сезонные колебания в полях температуры воды,
воздуха н атмосферного давления над северной частью Тихого океана//Гндрометеор ологические закономерности формирования средиешнротных энергоак­
тивных областей Мирового океана.
Ч. 2.— М.; Гидрометеоиздат,
1986.—
С. 37—48.
213. М у а ы ч е и к о А. Г. Исследование годового и полугодового тепло­
обмена в эн ер го активных областях северной части Тихого океаиа//Г идрометеорологнческие закономерности формирования средиешнротных эиергоактивных
областей Мирового океана. Ч. 2,— М.: Гидрометеоиздат, 1986.— С. 66—72,
214. М у з ы ч е и к о А, Г. Теплообмен океана и атмосферы в северной
части Тихого океана//Итоги науки и техники. Атмосфера, океан, космос —
программа «Разрезы*.— М.: ВИНИТИ, 1987,— Т. 7,— С. 319—324.
215. М у з ы ч е н к о А. Г., Р о з е п ф е л ь д С. X. Анализ регулярных со­
ставляющих температуры воды в северной части Тихого океан □//Гидрометео­
рологические закономерности формирования средиешнротных энергоактивных
областей Мирового океана. Ч. 2.— М.; Гидрометеоиздат, 1986.— С. 80—90.
216. М у р а ш о в а А. В. К расчету среднемесячных значений турбулент­
ных потоков над океаном//Тр. ГГО,— 1986,— Вып. 504.— С, 80—85.
217. М у с аЭ л я и Ш. А. Проблемы предсказуемости состояния атмосферы
и гидродинамический долгосрочный прогноз погоды.— Л.:
Гидрометеоиздат,
1984.— 184 с.
218. Н а ц и о н а л ь н а я
программа исследования взаимодействия атмо­
сферы и океана в целях изучения коротко периодных изменений климата (про­
грамма «Разрезы»).—'М.: ВИНИТИ, 1983.— 60 с.
219. Н е с т е р о в Е. С. Об одном механизме формирования крупиомасшштабпых аномалий температуры воды в океаие//Метеорология и гидрология.—
1981,— № 1,— С. 6 6 -7 1 .
317
220.
Н е с т е р о в Е. С, О влиянии штормов ка формирование темпера­
турных аномалий в океане в осенний пер иод//Метеорологи я и гидрология.-—
1984.— № 5,— С. 111— 113.
22L Н и к о л а е в Ю. В. Роль крупно масштабного взаимодействия океана
и атмосферы в формировании аномалий погоды.— Л.: Гидрометеоиздат, 1981.—
52 с.
222. Н о р т Д. Р., К о у к л и А. Д. Простые сезонные модели климата//
Метеорология н гидрология.— 1978.— № 5.-—С. 28—32,
223. Н у ж д и я П, В. Энергообмен в системе океан—атмосфера (обзор).—
Обнинск: ВНИИГМИ-МЦД, 1978,— 68 с.
224. Н у р н а х м е т о в а И. Р. Сравнительный анализ методик расчета
турбулентных потоков тепла и влаги от океана в атмосфер у//Метеор ологи я
и гидрология.— 1981.— № 7.— С. 70—76.
225. О б л а к а и климат/Г. И. Марчук и др.— Л.: Гидрометеоиздат, 1986.—
512 с.
226. О б у х о в А, М„
Г л у х о в с к и й А. Б., Ч е р п о у с ь к о 10. Л.
О явлениях переброса в простейших гидродинамических системах//Изв. АН
СССР.— ФАО,— 1976,— Т. 12, № 11.— С. 1123—ИЗО.
227. О з м и д о в Р. В. О некоторых особенностях энергетического спектра
океанической турбулентности//ДА.Н СССР.— 1965.— Т. 161, № 4.— С. 828—831.
228. О к е Т. Р, Климаты пограничного слоя: Пер, с англ.— Л.: Гидроме­
теоиздат, 1982.— 360 с.
229. О с т р о в с к и й А. Г. О внутригодовой климатической изменчивости//
Материалы метеорологических исследований.— 1982.— № 6.— С, 133—138.
230. О с т р о в с к и й А. Г., П и т е р б а р г Л. И. Диагноз сезонной измен­
чивости аномалий температуры поверхности воды в северной части Тихого
океана//Метеорология и гидрология.— 1985.— № 12.— С. 51—58.
231. П а н и н Г. Н.
Испарение н теплообмен Каспийского моря.— М.:
Наука, 1987.— 88 с.
'
232. П е р р и А. X., У о к е р Д ж . М. Система океан—атмосфера: Пер.
с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1979.— 195 с.
233. П и в о в а р о в А. А. Термика океана.— М.: МГУ, 1979.— 208 с.
234. Пи н у с Н. 3. Доступная потенциальная энергия в атмосфере и ее
превращение в кинетическую энергшо//Метеорология и гидрология,— 1982.—
№ 4.— С. 106—116.
235. П и т е р б а р г Л, И., О с т р о в с к и й А, Г. Динамико-стохастическая
модель долгопериодной изменчивости температуры поверхности океана//ДАН
СССР. 1984,— Т. 276, № 6,— С. 1467— 1470.
236. П и т е р б а р г Л. И., О с т р о в с к и й А. Г. Авторегрессионная мо­
дель поля аномалнй температуры поверхности воды в Северной Атлантике//
Океанология.— 1985.— Т. 25, М> 4,— С. 7— 11.
237. П о к у д о в В. В. Краткий обзор термодинамических процессов в энер­
гоактивной зоне Куросио (исследования ДВНИИ 1975— 1982 гг.)//Итоги науки
и техники. Атмосфера, океан, космос — программа «Разрезы».— М.: ВИНИТИ,
1985,— Т. 5,— С. 94—148.
238. П о к у д о в В. В,, В е л ь я о т с К. О. Межгодовые изменения темпе­
ратуры б о д ы на поверхности с ев е р н о й ч а с т и Тихого океана/Др. ДВНИИ.—
1979,— № 77,— С. 40—47.
239. П р а у д м е п Д ж. Динамическая океанография: Пер, с англ.— М.:
Изд-во иностр. лит-ры, 1957.— 418 с.
240. П р и в а л ьс кий В. Е. Статистическая предсказуемость и временной
спектр средней годовой температуры воздуха в Северном полушарии//Изо.
АН СССР,— ФАО,— 1981.— Т. 17, № 10,— С. 11—21.
241. П р и в а л ь с к н й В, Е.
Стохастические модели и предсказуемость
в гидрометеорологии//С, В. Музылев, В. Е. Привальскнй, Д. Я- Раткович. Сто­
хастические модели в инженерной гидрологии.— М.: Наука, 1982.— С. 148—177.
242. П р и в а л ь с к н й В. Е. Стохастические модели и предсказуемость
некоторых океанологических процесс о в//Из в. АН СССР. ФАО,— 1982.— Т. 18,
№ 12,— С. 1279— 1281,
243. П р и г о ж и и И. Время, структура, флуктуации. Нобелевская лекция
по хнмни//УФН.— 1980 — Т. 131, вып. 2.— С, 185-^207.
318
244. П р и с т л и Ц. Г. В. Турбулентный перенос в приземном слое атмо­
сферы: Пер, с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1064.— 123 е.
'
245. П р о ц е с с ы
переноса вблизи поверхности раздела океан—атмо­
сфера/Р. С. Бортковский и др.— Л,: Гидрометеоиздат, 1974,— 240 с.
246. П с и х р о м е т р и ч е с к и е таблицы.— Л,:
Гидрометеоиздат, 1981.—
272 с.
247. Р е с и я и с к п й Ю. Д, О расчете характеристик пограмичпых слоев
океана и атмосферы с учетом их вз а нмоде не тв ня/ /Метео роло гня и гидроло­
гия.— 1974,— № 10 — С. 58—66,
248. Р е с н я н с к и й Ю. Д. Взаимосвязанные температурные колебании
ъ системе пограничных слоев и атмосферы//Метеорология и гидрологии.—
1975,— № 8,— С. 56—64.
249. Р е с им н е к и й Ю. Д. К вопросу о потоке тепла па нижней границе
конвективного слоя в океане//Тр. Гидрометцентра СССР.— 1978.— А1> 200.—
С. 3 - 8 .
250. Р е ш е т о в а О. В. Расчет вертикальных турбулентных потоков над
морем//Метеорология и гидрология.— 1970.— № 10.— С. 33—40.
251. Р о г а ч е в К. А. Прогностические связи для аномалий температуры
поверхности северной части Тихого океапа//ДАН СССР.— 1984.— Т. 274, № 5.—
С. 1197—1200.
252. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. Метод экспериментальной оценки средне­
масштабного обмена импульсом и энергией и системе океан—атмосфера//Тр.
СахКНИИ ДВНЦ АН СССР,— 1976,— Вып. 50.— С. 44—52.
253. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. Длинноволновый «шум», генерируемый
та (1фуном//Вол новые процессы в северо-западной части Тихого океана.— Вла­
дивосток, ДВН Ц АН СССР, 1980.— С. 76—79.
254. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. Эмпирический интегральный метод рас­
чета теплообмена океана н атмосферы за головой период//Исследование про­
цессов взаимодействия океана п атмосферы.— М.; Гидрометеоиздат, 1984.—
С. 65—72.
255. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е, Система параметризаций потоков энер­
гии в системе океан—атмоефера//Крупно масштабное взаимодействие океана и
атмосферы и формирование гидрофизических полей,— М.: Гидромеотеоиздат,
1989 — С. 30—41.
256. Р о ж д е с т в е и с к и й А. Е. Колебательный тепло перенос и климат
Земли//Крупномасштабное взаимодействие океана и атмосферы и формирова­
ние гидрофизических полей.— М.: Гидрометеоиздат, 1989.— С. 4— 18.
257. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. «Колебательный» теплоперенос крупно­
масштабной системе океан—атмосфера как в среде со слабой памятыо//Круп1Юмасштабное взаимодействие океана и атмосферы и формирование гидрофизи­
ческих полей.— М,; Гидрометеоиздат, 1989.— С. 19—29.
258. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е. р З а в ь я л о в П. О. Оценка вклада сол­
нечных полусуточных приливов в энергообмен между поверхностью Земли и ат­
мосферой//Гидрометеорологические закономерности формирования средне щирот­
ных энергоактивных областей Мирового океана. Ч. 2.— М.: Гидрометеоиздат,
1986,— С. 90—95.
259. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е., М а л ы ш е в Г. А. Метод расчета и ана­
лиза крупномасштабного теплопереноса в атмосфере в сезонном цикле//Тр.
ГОИН,— 1989.— Вып. 185,— С. 65—73.
260. Р о ж д е с т в е н с к и й А, Е., Р е в а Ю. А. Анализ крупномасштабного
поля уровня океанов северного полушария и его взаимодействие с полем атмо­
сферного давления в сезонном ходе//Гидромстеорологнческне закономерности
формирования средиеширотиых энергоактнвиых областей Мирового океана.
Ч. 1,— М.: Гидрометеоиздат, 1986.— С. 174— 195.
261. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е., Р е в а Ю, А. Закономерности сезонных
колебаний уровня и механические э не pro активные зоны в Северной Атлантике//
Итоги науки и техники. Атмосфера, океан, космос — программа «Разрезы».—
М., ВИНИТИ, 1987.— Т, 7.— С. 342—355.
262. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е„ Р е а а Ю. А. Сезонное взаимодействие
субтропического круговорота в Атлантике с полем атмосферного давления//
319
Крупномасштабное взаимодействие океана к атмосферы и формирование гидрофизнческих полей.— М.: Гидрометеоиздат, 1989.— С. 54—63.
263. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е., С е м е н о в М. В. Модель пограничных
слоев океана и атмосферы за годовой период//Исследование процессов взаи­
модействия океана и атмосферы.— М.: Гидрометеоиздат, 1984.— С. 98— 105.
264. Р о ж д е с т ве и с к и й А. Е,, С е м е н о в М. В. Модельная интерпре­
тация годового хода полей температуры пограничных слоев воздуха и воды
Мирового океана//Изв. АН СССР. ФАО.— 1985.— Т . 21, № 5,— С. 537—543.
265. Р о ж д е с т в е н с к и й А. Е., Т и х о н о в В. А. Векторная параметри­
зация климатических крупномасштабных потоков тепла над океаном и ее адап­
тация для акватории Северной Атлантики//Гидрометеорологические закономер­
ности формирования среднеширотных эпергоактивных областей Мирового
океана. Ч. 1,— М.: Гидрометеоиздат, 1986.— С. 202—206.
266. Р о з е н ф е л ь д С. X. Анализ и моделирование корреляционной и
вероятностной структуры стохастических колебаний ЦТядро метеор ологические
закономерности формирования средиешнротных энергоактивиых областей Миро­
вого океана. Ч. 2.— М.: Гидрометеоиздат, 1986.— С. 49—66,
267. Р о л л ь Г. У. Физика атмосферных процессов над морем.— Л.: Гидрометеоиздат, 1968.— 400 с.
268. Р о м а н о в а Л. М., Ф е й г е л ь с о н Е. М. Перенос излучения и лу­
чистый теплообмен в атмосфере//Изв. АН СССР. ФАО.— 1981.— Т. 17, № 9.—
С, 899—911.
269. С а м о й л е н к о В. С. Формирование температурного режима морей.—
Л.: Гидрометеоиздат, 1959.— 144 с.
270. С а р к и с я н А. С. Численный анализ и прогноз морских течений.— Л.:
Гидрометеоиздат, 1977.— 182 с.
271. С а р к и с я н А. С., К о е н д ж я н В. П, Расчет уровенной поверхности
и функции полных потоков для Северной Атлантики//Изв. АН СССР. ФАО.—
1972,— Т. 8, № И,— С. 1202—1216.
272. С е и д о в Д. Г. Моделирование синоптической и климатической измен­
чивости океана.— Л,: Гидрометеоиздат, 1985,-208 с.
273. С е и д о в Д. Г, Автоколебания в системе «крупномасштабная цирку­
ляция—синоптические вихри
океана»//Изв. АН СССР. ФАО.— 1986.— Т. 22,
№ 8,— С. 875—884.
274. С е л е м е н о в К. М, Сезонные колебания температуры воды на по­
верхности Северной Атл аптики//Гидр о метеорологические закономерности формировання среднешнротиых энергоактивных областей Мирового океана. Ч. 2.—
М.: Гндрометеоиздат, 1986.— С. 23—28.
275. С е л е м е и о в К. М. Интегральные сезонные потоки тепла в деятель­
ном слое Северной Атлантик и// Гидрометеорологические закономерности фор­
мирования среднеширотных энергоактивных областей Мирового океана.— М.:
Гидрометеоиздат, 1986.— С. 3—10.
276. С е л е м е н о в К- М., Г у л е в С. К* Особенности сезонной изменчи­
вости интегральных характеристик верхнего слоя океан а//Исследование про­
цессов взаимодействия океана и атмосферы.— М.: Гидрометеоиздат, 1984.—
С. 73—80.
277. С е м е н о в В. Г. Влияние Атлантического океана на режим темпе­
ратуры и осадков на европейской территории СССР.— Л.: Гидрометеоиздат,
1960,— 148 с.
278. С е м е н о в М. В. Взаимосвязанные температурно-влажностные коле­
бания деятельных пограничных слоев воздуха и воды в Красном море,— Деп.
ВНИИГМИ—МЦД, № 709—ГМ, 02.12, 1987.— 24 с.
279. С е м е н о в М. В. Сезонные температурно-влажностные колебания
в контактных слоях океана и атмосферы//Автореф. дисс. ма соиск. уч. степ,
канд. физ.-мат. наук,— М., 1988.— 24 с.
280. С е р г и н В. Я-, С е р г и и С. Я. Системный анализ прблемы боль­
ших колебаний климата и оледенения Земли.— Л.: Гидрометеоиздат, 1978.—
279 с.
281. С е р я к о в
Е, И. Формирование крупных аномалий температуры
в Северной Атлантике//Междупед, сб. ЛГМИ,— 1982,— №7 7 . — С. 11—19.
320
282. С и д о р е н к о Н. С. О между полушарной тепловой машине в атмо­
сфере Земли//ДАН СССР.™ 1975,— Т. 221, № 4.— С. 835—838,
283. С н д о р е н к о в Н . С. Исследования момента импульса атмосферы
Изе. АН СССР. ФАО.— j 976.— Т. 12, № 6,— С. 5 7 9 -5 8 7 .
284. С м и р п о в а А, И., Б у л а е в а В, М. О методах расчета турбулент­
ных потоков тепла и влаги над океаном для различных интервалов осреднеиия//Тр. ГОИН,— 1974,— Вып. 120,— С. 161— 170.
285. С н о п к о в В. Г. Расчет влажности воздуха над морем по разно­
сти температур «вода—воздух»//Метеорологня и гидрология.— 1980.— № 2.—
С 109— Ш .
286. С р е д н и е месячные, декадные, пентадные температуры воды, воз­
духа, разности температур «вода—воздух» и скорости ветра в отдельных райо­
нах Северной Атлантики {3953— 1974).— Обнинск: ВНИИГМИ—МЦД, 1979.—
134 с.
287. С р е д н и е месячные ежегодные значения
гидрометеорологических
элементов в Северной Атлантике. Вып. 1—5,— Обнинск: ВНИИГМИ—МЦД,
1980.— 112 с.
288. С т е п н о в В, Н. Мировой океан.— М.: Знание, 1974.— 256 с,
289. С т е п а н о в В. Н. Океаносфера.— М.: Мысль, 1983,— 272 с,
290. С т е п а н о в В, Н„ Ш у л ь м а н Е. И„ Г а л е р к и и Л. И. Оценки
интенсивности переноса аод в океане//Изв. АН СССР. ФАО.— 1983.-—Т, 19,
№ 6.— С, 665—668.
■
291. С т о м м е л Г. Гольфстрим: Пер. с англ.— М.: Иэд-во иностр. лнт-ры,
1963,— 227 с.
292. С т р о к и и а Л. А. Средине широтные значения температуры воды
и воздуха для Мирового океана//Метеорология и гидрология.— 1982.— № 4.—
С. 50—55.
293. С т р о к и и а Л. А. Распределение температуры воды и воздуха для
Мирового икеана/Др. ГГИ,— 1984,— Вып. 295.— С. 57—71.
294. С у х о в е й В, Ф, Двухлетняя цикличность в гидрологических процес­
сах
Атлантического океана//Метеорологня
н
гид рологня.— 1974.—№ 7.—
С. 47—54.
295. Т а к а п о К. Количество тепла, переносимого в океане/ /Кисе кэнкю
ното (на японск.).— 1981,— № 141,— С. 59—72.
296. Т и м о м о о В. В., С м и р н о в а А, И., Н е п о п К. И. Очаги взаи­
модействия
Северной Атлантики с а тмосф е ро й// Океа ноло гия.— 1970.— Т. 10,
№ 5,— С. 745—749.
297. Т и м о ф е е в Н. А. Глобальный перенос тепла океаническими тече­
ния ми //Морские гидрофизические исследования.— Севастополь, МГИ АН УССР,
1 9 8 3 .-С . 41—48.
,
298. Т и м о ф е е в Н. А. Радиационный режим океанов.— Киев: Наукова
думка, 1983.— 248 с.
'
299. Т и х о н о в В. А. Расчет напряжения треиия ветра в открытом океане
по осредненным данным//Гидрометеорологнческие закономерности формирования
среднеш иротных энергоактивных областей Мирового океана. Ч. 2.— М.: Гидрометеоиздат, 1986,— С. 96—101.
300. У г р ю и о в А. И, Тепловой режим океана и дологосрочные прогнозы
погоды.— Л,: Гидрометеоиздат, 1981,— 176 с.
301. Ф е й г е л ь с о н Е. М. Лучистый теплообмен в облачной атмосфере.—
Л.: Гидрометеоиздат, 1970.— 200 с.
302. Ф е й г е л ь с о н Е. М., К р а с но к у т е к а я Л. Д. Потоки солнечного
излучения и облака.— Л.: Гидрометеоиздат, 1978.— 157 с.
303. Ф и з и ч е с к а я география Мирового океана.— Л.: Наука, 1980,— 364 с.
304. Ф и з и ч е с к и е основы теории климата и его моделирования: Пер.
с англ.— Л.: Гидрометеоиздат, 1977,— 271 с.
305. Ф и л л и п с О. М. Динамика верхнего слоя океана: Пер. с англ.—
Л.: Гидрометеоиздат, 1980.— 319 с.
306. X а р а кт е р и с т и к и энергообмеиа океан—атмосфера.— Л.: Гидро­
метеоиздат, 1984.— 80 с.
307. Х и м и я Тихого океаиа//Под ред. С. В. Бруевича,— М.: Наука, 1966.—
358 с.
21
З а к а з № 15
32!
303.
X м е л е в ц о в С. С. Изучение климата при использовании энергобалансоаых моделей.— Л.: Гидрометеоиздат, 1988.— 152 с,
309. Х о р и Р. Морская химия: Пер. с англ.— М.: Мир, 1972.— 398 с.
310. Х р г и а н А. X. Модель годового хода температуры океана и ее ис­
пользование при изучении климата /Метео ро л огня н гидрология.— 1976.— № 9.—
•С. 16—23.
.
311. Ц а н к о в а И. С. Пространственно-в реме ни а я изменчивость меридио­
нального переноса тепла в океан ах//Метеорологи я и гидрология.— 1988.— № 1.—
С. 64—71.
312. Ч а л и к о в Д. В., Р е с н я н е к и й Ю. Д. Расчет планетарной цирку­
ляции океана и атмосферы (Обзор)//Итоги науки и техники. Океанология.—
М.: ВИНИТИ, 1 9 8 1 ,- Т. 6,— С. 4 -6 9 .
313. Ч и с л е н н ы е эксперименты но динамике глобального климата.— В ла­
дивосток: ДВНЦ АН СССР, 1982,— 143 с.
314. Ч у п р ы н и н В. Й, О возмущениях температуры жидкости в неста­
ционарном поле скорости//Изв. АН СССР. ФАО.— 1980,— Т. 16, № 8,— С, 816—
822.
315. Ш а б а л о в а М. В. Распределите температуры и влажности над не­
испаряющей поверхностью//Метеорология и гидрология.— 1986,—№ 12.— С. 59—
63.
316. Ш а б а л о в а М. В. Определение основных параметров влагообмепа
между океаном и континентом//Автореф. па соиск. уч. степ. канд. физ.-мат.
наук.— Обнинск, ИЭМ, 1987.— 21 с.
317. Ш а п и р о Н. Б. Влияние течений па сезонный ход меридионального
переноса тепла в океане//Морские гидрофизические исследования,— Севастополь!
МГИ АН УССР, 1982,— С. 12—21.
318. Ш у л е й к и н В. В. К теории муссонов//ДАН СССР.— 1937.— Т. 16,
№ 6.— С. 313—316.
319. Ш у л е й к и н В, В. Термобарическне волны в муссоном поле//ДАН
СССР.— 1939,— Т. 22, № 7.— С. 948—951.
320. Ш у л е й к и н В. В. Механизм переноса избыточных масс воздуха
с океана на материк и обратно//ДАН СССР.— 1949.— Т. 65, № 6.— С. 835—838,
321. Ш у л е й к и н В, В, Выделение муссонной составляющей из общих
потоков в атмосферс//ДАН СССР,— 1950.— Т. 71, № 6,— С. 1057—1060.
322. Ш у л ей ки и В. В. Перенос тепла течениями в замкнутом цикле
Северной Атлантики//Изв. АН СССР, сер. геофиз.— 1964.— № 2 . — С. 264—278,
323. Ш у л е й к и н В. В. Анализ сложных тепловых условии в области
замкнутых циклических течений Атлантического океана//Изв, АН СССР. ФАО.—
1965,— Т. I, № 4,— С. 413—425.
324. Ш у л е й к и н В, В, Тепловой эффект циклических течений и холод­
ных потоков в Атлантическом океане//Вопросы физики моря.— Киев: Наукова
думка, 1966,— С. 43—58.
325. Ш у л е й к и н В, В. Физика моря.— М.: Наука, 1968.— 1084 с.
326. Ш у л е й к и н В. В. Расчет развития, движеиия и затухания тропи­
ческих ураганов н главных волн, создаваемых ураганами,— Л.: Гидрометеоиздат,
1978,— 97 с.
327. Ш у л е й к и н В. В., Е р ш о в а Н. Д. Колебания теплового режима
системы Атлантика—Полярный бассейн//ДАН СССР.— 1935.— Т. 1 (10), № 5 .—
С. 217—220.
328. Э н ц и к л о п е д и я океан—атмосфера: Пер. с англ.— Л.: Гидрометео­
издат, 1983,— 464 с.
329. Я к у ш е в Е. М. Математическое моделирование распространения фос­
фатов в меридиональной плоскости южной половины Мирового океаиа//Океанология,— 1984,— Т, 24, № 2,— С. 277—284.
330. A a g а а г d К., G r e i s m a n P. Toward new mass and lieat budget for
the Arctic Ocean//J, Geophys. Res.— 1975,— Vol. 80, N 27,— P. 3821—3827.
331. A d a m e c D., O ’ B r i e n T, T. The seasonal upwelling in the Gulf of
Guinea due to remote forsing//J. Phys. Oceanogr.— 1978,— Vol. 8, N 11.—
P, 1050— 1060.
332. A n d e r s o n E. P. Energy budget studies: Water-loss investigalions:
lake Hefner studies//Techn. Rept. Geol. Survey Prof. Paper,— 1954.— N 269,—
P. 71— 117,
322
333. A n d e r s o n R. Т., S m i t h S. D . Evaporation coefficient for the sea
surface from eddy flux m easurem ents//J. Geophys. Res.— 1981,— Vol. 86, N C l,—
P. 449—456.
334. A n d e r s o n D. L. T. et a!. The transient response of the North A tlan­
tic: Some model stu d ie s//! Geophys. Res,— 1979.— Vol. 84, N C8.— P, 4795—4815.
335. A n d e r s o n L„ R u d e I s B., W a l i n G, Com putation of h eat flux
through the ocean surface as a function of temperature/ZTellus,— 1982.— Vol. 34,
N 2,— P. 196— 198.
336. A r a k a w a A. Design of the VCLA general circulation model//Technical
Report. Univ. of California, Los A ngeles.— 1972.— N 7.— 107 p.
337. B a n k e E. G., S m i t h S. D. W ind stress of arctic sea ice//J, Geophys.
Res.— 1973,—.Vol. 78, N 33,— P. 521—533.
338. B a r n e t t T. P. Statistical relations between ocean/atm osphere fluctua­
tions in the tropical//J. Phys. O ceanogr.— 1981.— Vol. 11, N 8.— P, 1043— 1058.
339. В a t h e n К. H. H eat storage and advection in the North Pacific Ocean//
J. Geophys. Res.— 1971,— Vol. 76, N 3.— P. 676—687.
340. B a u m g a r t n e r A., R e i c h e l E. The W orld w ater balance.— New
York; Elsevier, 1975.— 179 p.
341. В e h r i n g e r D., R c g i e r L,, S t o m m e l H. Thermal feed-back on
w ind-stress as a contributing cause of the G ulf-Stream //.!. Mar, Res.— 1979.—
Vol. 37, N 4,— P. 699—709.
341a. B e h r i n g e r D„ S t o m m e l H. Annual h eat gain of tropical A tlantic
Ocean computed from subsurface ocean data//J, Phys. Oceanogr.— 1981.— Vol. 11,
N 10,— P. 1393— 1398.
342. B e n n e t t A. F. Polew ard heat fluxes in southern hemisphere oceans//
J. Phys. Oceanogr.— 1978,— Vol. 8, N 5.— P. 785—798.
343. B e r g e r W. H. Ocean ventilation during1 the last 12 000 years: hypo­
thesis of counterpoint deep w ater production//M ar. Geol.— 1987.— Vol. 78,
N 1 - 2 ,—P. 1— 10.
344. B e r g e r o n T. Uber diedreidim ensional verkniipfende w etteranalyse//
Geofys. Publ.— 1928.— Vol. 5, N 6.— И 1 p.
345. B e r n s t e i n R. L,, W h i t e W, B. M eridional eddy heat flux in the
Kuroshio Extension Current//J. Phys. O ceanogr.— 1982.— Vol. 12, N 2.—
P. 154—159,
346. B j e r k n e s V. O n the dynam ics of the circular vortex with applications
to the atmosphere and atmospheric vortex and w ave motion//Geofys. Publ.—
1921,— Vol. 2, N 4 . - 8 8 p.
347. В j e r k n e s s J, Synoptic survey of the interaction of sea and atm o­
sphere in the North Atlantic/ZGeophys, Publ,— 1962,— Vol. 26,
348. В j e r k n e s s J. A possible response of atmospheric H adley circulation
io equatorial anom alies of ocean tem perature//T elhis.— 1966.— Vol.
18, N 4.—
P. 820—829.
349. B j e r k n e s s J. Atmospheric teleconnections from the Equatorial Pacific//Mon. Wea, Rev.— 1969,— Vol. 97,— P. 163— 172.
350. B l a n c Т. V. V ariation of bulk derived surface flux, stability, and
Roughness results due to the use of different transfer coefficient schemes//,). Phys.
Oceanogr.— 1985,— Vol. 15, N 6,— P. 650—669.
351. B o l i n B., S t o m m e l H. On. the abyssal circulation of ihe World
Ocean. IV//Deep-Sea Res.— 1961.— Vol. 8.— P. 95— 110.
352. B o w e n 1. S. The relation oF heat losses by conduction and by evapo­
ration from any w ater surface//Phys. Rev.— 1926.— Vol. 27.— P. 779—787,
353. B r i e r G. W. The quasi-biennial oscillation and feedback processes in
the atmosphere—occan—earth system//M on. Wea. Rev.— 1978.— Vol. 106, N 7.—
P. 938—946.
354. B r o o k s 1. H., N i i l e r P. P. Energetics of the Florida C urrent//!. M ar.
Res.— 1977.— Vol. 35, N 2,— P. 163— 191.
355. B r y a n K. M easurem ent of m eridional heat tran sp o rt by occan cu rren ts//
J. Geophys. Res,— 1963,— Vol. 67, N 9.— P. 3403—3414.
356. B r y a n K, Models of the W orld Ocean//Dyn. Atmos, an d O ceans.—
1 9 7 9 ,- Vol. 3,— P. 327—338.
.
323
357 B r y a n К. Models of ocean circulations and the global heat balance//
GARP Ptibl. Ser.— 1979.— N 22,— P. 2 3 -4 0 .
358. B r y a n K. Poleward heat transport by the ocean: observations and
mo dels//Annual Rev. Earth and P lan et Sci.— 1982.— N 10.— P. 15—38.
359. B r y a n K. Seasonal variation in meridional overturning and poleward
heat transport in the Atlantic and Pacific Oceans: a model study//J. Mar. Res,—
1982.— Vol. 40, Suppl.— P. 39—53.
360. B r y a n K., L e w i s L, T. A water mass model of the World Ocean//
J. Geophys. Res.— 1979,— Vol. 84.— P. 2503—2517.
361. B r у d e n H, L., H a l l М. M, Heat transport by currents across 25 DN
latitude in the Atlantic Ocean//Science.— 1930.— Vol. 207.— P. 884—886.
362. B u n k e r A. F. Computations of surface energy flux and annual s e a air interaction cycles of the North Atlantic Ocean//Mon. Wea. Rev.— 1976,—
Vol. 104, N 9 .— P. 1122—1140.
363. B u n k e r A, F, Trends oi variables and energy fluxes over the Atlantic
Ocean from 1948 to 1972//Mon. Wea, Rev,— 1980,— Vol. 108, N 6,— P. 720—732.
364. B u n k e r A, F„ С h a r n о с к H., G о г d s m i t h R. A. A note on the
heat balance of the Midetcrranean and Red Seas//J. Mar. Res.— 1982.— Vol. 40,
Snppl.— P. 73—84.
365. B u n k e r A. F., W o r t h i n g t o n L. V. Energy exchange charts of the
North Atlantic Ocean//Bull. Amer. Meteorol. Soc.— 1976.— Vol. 57, N 6.—
P. 670-678.
366. В u s a 1 a c c b i A. Т., O ’ B r i e n Т. T. Interannual variability of the
equatorial Pacific in the I960’s//J. Geophys. Res.— 1981,— Vol. C.86, N II, —
P. 10901-10907.
367. В u s a 1а с с h i А. Т., H а к e u с b i K-, O ’ B r i e n Т. T. On the inter­
annual wind-driven response of the tropical Pacific Occan//Hydrodyn. Equatorial
Ocean., Proc. 14, Int. Liege. Collog. Ocean Hydrodyn — Amsterdam e. a., 1983.—
P: 155—195,
368. B y e Т. A. T. A one-dimensional model of meridional oceanic heat
lransporl//J. Mar. Res.— 1979,— Vol. 37, N 3,— P. 493—514.
369. C a d e t D. L. The Southern oscillation over the Indian Ocean//TropicaI
Ocean—Atmosphere Newsletter.— 1984.— N 23,— P. 1— 12.
370. C a r r i s s i m o В. C., O o r t A. H., V o n d e r - H a a r Т. H. Estim ating
the meridional energy transport in the atmosphere and ocean//J. Phys. Oceanogr.—
1985.— Vol. 15, N 1.— P. 82—91,
371. C h e n W. Y. Assesment of Southern oscillation sea level pressure indices//Mon. Wea. Rev,— 1982,— Vol. 110, N 7,— P. 800—807.
372. C h e n P., G u r t i n M. On the thermodynamics of noo-simple elastic
materials with two temperatures//Zs. Angew. Math, Phys,— 1968.— Vol. 19.—
P. 614.
373. C h o w S. H., C u r r a n R, T. The effect of ground hydrology on cli­
mate sensitivity to solar constant variations//Third. Conf. of Atmos. Rad. of the
Amer, Meteorol. Soc„ 1978,— Davis. Calif., 1978,— P.335—338.
374. C o a n t i c M et al. Wind water tunnel sim ulation of small-scale
ocean—atmosphere interactions//,!. Geophys. Res.— 1981.— Vol. C86, N 7.—
P. 6607—6626.
375. Co a n t i с М., S e g u i n В. On the interaction of turbulent and radia­
tive transfers in the surface layer//Bojjnd. Layer. Meteorol.— 1971,— Vol 1.—
P. 245—263.
376. С о 1e b г о о к Т. М., T a y l o r А. Н. Year-to-year changes in sea surface
temperature North Atlantic and North Sea, 1948 to 1974//Deep-Sea Res,— 1979.—
Vol. 26A.— P. 825—850.
377. C o l e m a n B., M i z e l V. Thermodynamics and departures from Fouriers low of heat conduction//Arch. Rat. Mech. Anal.— 1963.— Vol, 13,— P. 245.
378. C o u l m a n С. E, Air-sea transfer coefficient determined from m easure­
m ents made 200 km from land//J. Phys. Oceanogr.— 1979,— Vol. 9, N 5 —
P. 1053—1059.
379. C o v e y D. L., H a s t e n r a I h S. The Pacific El-Nino phenomenon and
the Atlantic circuIation//Mon. Wea. Rev.— 1978,— Vol, 106.— P. 1280— 1287.
380. C u b a s c h V. The mean response of the ECMWF Global model to the
324
E!-Nino anom aly in extended range prediction experim cnts//A tm os.— Ocean —
1985,— Vol. ].— P. 43—66.
381. D i c k i n s o n R. E. Convergence rale and stability of ocean—atmosphere
coupling schemes willi a zero-dimensional climate m odel//J. Atmos. Sci,— 1981.—
Vol. 38.— P. 2112—2120.
382. D i c k s o n R, R., N a m i a s T. Atmospheric climatology and its effect
on sea surface temper ature//NOA A Technical Report.— 1978.— N 416.— P. 89— 101,
383. D o b e r i t z R. Cross-spectrum analysis of rainfall and sea tem perature
at the equatorial • Pacific Ocean//Bonner Meteor. Abhand,— 1968.— Vol. S.—
61 p.
384. D o o l e y H. D„ M e i n c k e T. Circulation and w ater m asses in the
Farocse channels d uring Overflow'73//D. Hydr. 2.— 19S1.— N 4,— S. 37—50.
386. D o r m a n С. E,, B o u r k e R. H. Precipitation over the A tlantic Ocenn,
30° S to 70° N//Mon. Wea. Rev.— 1981,— Vol. 109, N 3,— P, 554—503.
386. D o v e H. W, Uber den einfluss der drehung tier erde auf die strom un­
gen ihrer a tmos ph 3 re// P о gge n d or Гfs Ann. Phys. and Chetn.— 1835,— Bd. 36.—
S. 321—351.
387. D u n b a r R. B. Stable isotope record of upw elling and clim ate from
Santa B arbara Basin, Califoriiia//Coast Upweli.: Sediment Rec. Proc. NATO Adv.
Res. Inst., Vilamoura, 1981.— New York; London, 1983,— P. 217—246.
388. D u t t o n T. A., J o h n s o n D. R. The theory of available potential
energy and variational approach to atmospheric energetics//Adv. Geophys.— 1967.—
Vol. 12,— P, 334—436.
389. E l l i s J. S., V o n d e r H a a r Т. H. Zonal average earth radiation
budget measurem ents from satellites for climate studies//Atm os. Sci. Pap.— 1976.—
N 240.— Colorado S tate Univ.— P. 58.
390. E m e r y К, О., С s a n a d у G. Surface circulation of lakes and nearly
land-locked seas//Proc. Nat. Acad. Sci.— 1973.— Vol. 70.— P. 93—97.
391. E s h e n s e n S. R., R e y n o l d s R. W. E stim ating m ounthly averaged
air-sea transfers of heat and momentum using (he bulk aerodynamic method//
J. Phys. Oceanogr.— 1981,— Vol. II, N 4.— P. 457—465.
392. E t t e r P. C., L a m b P, T„ P o r t i s D. H. Heat and freshw ater budget
of the Carribean Sea with revised estim ates Гог the Central American Seas//
J. Phys. Oceanogr.— 1987,— Vol. 17, N 8,— P. 1232— 1248.
393. F a v o r t i e F., M e l l a i n D. R. Coherence in transpacific movement of
positive and negative anomalies oi sea surface temper a turc7/N attire.— 1973.—
Vol. 244, N 5412,— P. 139—143.
394. F e r r e t W. The motions of fluids and solids relative to the Earth's
stirface//Amer. J. Sci.— 1861,— Vol. 3 1 .-, P, 27—57,
395. F l o h n H., F l e e r H. Climatic teleconneclions with the equatorial P a­
cific and the role of ocean/atmosphere coup! ing//Atmosp here.— 1975,— N 13.—
P. 9 6 -1 0 7 .
396. F r a n k i g n o u l C., M u l l e r P. Quasi-geostrophic response of infinite
beta-plane ocean to stochastic forcincr bv the atm osphere//J. Phys. Oceanoer.—
1979,— Vol. 9, N 1,— P. 104-127.
397. F r a n k i g n o u l C., R e y n o l d s R. W. T esting a dynam ical model for
mid-latitude sea surface tem perature anomalies//,!. Phys. O ceanogr.— 1983.—
Vol. 13, N 7,— P. 1131— 1145.
398. F r i e h e C. A., S c h m i t t K. F. Param etrization of air-sea interface
fluxes of sensible heat and moisture by the Bulk aerodynam ic fo rm u las//! Phys.
Oceanogr.— 1976,— Vol. 6, N 11,— P, 801—809.
399. F u L. L, The general circulation and meridional heat tran sp o rt of the
subtropical south A tlantic determined by inverse m eth o d s//! Phys. Oceanogr.—
1981.— Vol. fl, N 9 . — P, 1171—1193.
400. F u L. L. M ass heat and freshw ater fluxes in the south Indian Ocean//
J, Phys. Oceanogr.— I9S6.— Vol. 16, N 10.— P. 1683— 1693.
401. G a r r a t J. R. Review of d ra g coefficients over oceans and continents//
Mon. Wea, Rev..— ] 977,— Vol. 105.— P, 17—28.
402. G a r r a t J. R., H y s o n P. Vertical fluses of momentum, sensible heat
and w ater vapour during the Air M ass T ransform ation Experiment (AMTEX-1974) If
J. Meteorol. Soc. Japan. —1975.— Vol. 53, N 2,— P, 17—28,
32S
403. G a r s t a n g M. Distribution and mechanism of energy exchange between
the tropical oceans and atmosphere//Pap. Dept, of M eteorol, Florida Univ., Rep.
N DA-AMC-28-043-64-05,— 1965,— 46 p.
404. G e o r g i D. Т., T o o l e Т. M. The Antarctic Circumpoler current and
the oceanic heat and freshwater budgets//! Mar. Res.— 1982.— Vol. 40, Suppl.—
P. 183— 197.
405. G i b b s J. W. Elementary principles in statistical mechanics, developed
•with especial reference to the rational foundation of thermodynamics.— Yale Univ.
Press, 1902.
406. G i l l A. E. An estimation of sea-level and surface-current anomalies
during the 1972 El-Nino and consequest thermal eHectsZ/J. Phys. Oceanogr.—
1983— Vol. 13, N 4,— P. 586-606.
407. G i 11 A. E., N i i I or P. P. The theory of the seasonal variability in the
Ocean//Deep-Sea Res.— 1973,— Vol. 20, N 2,— P. 141— 178.
408. G i I 1 A. E., T u r n e r T. S; A comparison of seasonal thermocline models
with observations//Deep-Sea Res.— 1976.— Vol. 23, N 5.— P. 391—401. .
409. G o d f r e y T. S., G о t d i n g Т. T. The Sverdrup relation in the Indian
Ocean and the effect of Pacific—Indian Ocean throughflow on Indian Ocean
circulation and on the East Australian current//,!. Phys. Oceanogr.— 1981.—
Vol, II, К 6,— P. 771-779.
410. G o l y t z y n G. S. Almost empirical approaches to the problem of cli­
mate, its variability and fluctuations//Advances in Geophysics.— 1983.— Vol. 25.—
P. 85—115.
411. G o r d o n A. L., P i о 1 a A. R, Atlantic Ocean upper layer salinity budget//J. Phys. Oceanogr.— 1983,— Vol. 13, N 7,— P, 1293—1300.
412. G r u b ' e r A. Determination of the earth-atmosphere radiation budget
from NOAA satellite data//NOAA Tech. Rep., NESS 76,— Washington, DC, 1978.—
28 p.
413. H a d l e y G. Concerning the couse of the general trade winds//Plill.
Trans. Roy. Soc.— 1735.— Vol. 39.— P. 58—62.
414. H a l l М. М., В г у d e n Н. L. Direct estimates and mechanisms of ocean
heat transport//Deep-Sea Res.— 1982,— Vol. 29A, N 3.— P. 339—361.
415. H a s s e l m a n n K, Stochastic climate models. Part 1. Theory//Tellus,—
1 976,- Vol. 28, N 6 . - P. 473—485.
416. H a s s e Im a n n K„ F r a n k i g n o u l C. Stochastic climate models.
P art 2. Application to sea surface temperature anomalies and thermocline variability//Tellus.— 1977.— Vol. 29, N 4,— P. 289—305.
417. H a s t e n r a t h S. Atmospheric and oceanic heal export in the tropical
Pacific//.!. Meteorol. Soc. Japan.— 1977,— Vol. 55, N 5,— P. 494—497.
418. H a s t e n r a t h S. On models of tropical circulation and climate ano­
malies//.!. Atmos. Sci.— 1978,— Vol. 35,— P. 2222—2231.
419. H a s t e n r a t h S., L a m b P. Heat-budget Atlas of the tropical Atlantic
and eastern Pacific Ocean.— Washington Univ. Wisconsin Press, 1978.—
140 p.
420. H a s t e n r a t h S. Heat budget of tropical ocean and atmosphere//.!.
Phys. Oceanogr.— 1980,— Vol. 10, N 2.— P. 159— 170,
421. H a s t e n r a t h S. On meridional heat transport in the World Ocean//
J. Phys. Oceanogr.— 1982.— Vol, 12, N 8,— P. 922—927.
422. H a s t e n r a t h S, On meridional transport of heat and freshwater in
the Pacific Ocean//Arcli. Meteor. Geophys. Biocl.— 1984.— Vol. АЗЗ,— P, 91—99,
423. H a s t e n r a t h S., Wu М. C. Oscillation of upper-air circulations and
anomalies in the surface climate of tropics//Arch. Meteor, Geophys. Bioclim.—
1982,— Vol. В31,— P. I —37,
424. H a u r w i t z B. The geographical distribution of the solar semi-diurnal
pressure oscillatlon//Meieorol, Pap. 2, New York.— 1956,— N 5 — P. 56,
425. H e l b r e c h t H., K i i v e l e r G. Variations of the earth’s albedo de­
duced from tlie adhen light of the Moon//Earlh, Moon and Planets.— 1985 —
Vol. 32, N 1,— P. 1—7.
426. H e l l e r m a n S., R o s e n s t e i n M, Normal moiinlhly wind stress over
the World Ocean with error estimates//.!. Phys. Oceanoer.— 1983 — Vol 13 N 7 —
P. 1093—1105.
326
427. H i c k e y В. The relationship between fluctuations in sea level, wind
stress and surface tem perature in the equatorial Pacific//.!. Phys. Oceanogr.—
1975,— Vol. 5 — P. 460—475.
428. H i c k e y T. R. et al. O bservations of the solar constant and its v a­
riations emphasis oli Nimbus-7 results//A Coll Ext. Abslr. Presented at the Symp.
on the Solar C onstant and the Spectr. Distrlb, of Solar Irradiance.— Boulder,
Colo,, Tan., 1982.
429. H o r e ) J. D., W a l l a g e J. M. P lanetary-scaie atmospheric phenomena
associated with the Southern osei!Jation//Mon Wea. Rev.— 1981.— Vol. 109, N 4.—
P. 813—829.
430. H s i i t n g J. Estim ates of global oceanic meridional heat tra n sp o rt//!
Phys. Oceanogr.— 1985,— Vol. 15, N 11.— P, 1405— 1413,
431. H s i u n g Т., N e w e l l R, E. The principal nonseasonal modes of v a ­
riation of global sea surface tem perature//! Phys, Oceanogr.— 1983,— Vol. 13,
N 10,— P. 1957— 1967.
432. I e h i y e Т., P e t e r s e n J. The anom alous rainfale of the 1957— 1958
winter in the equatorial central Pacific arid area//J. Meteorol, Soc. Japan.— 1963.—
Vol. 41,— P. 172— 198,
433. I e r l e y G., Y o u n g W. Can the w estern boundary layer affect the
potential vorticity distribution in the Sverdrup intendin' of a wind g y re ? //! Phys.
Oceanogr,— 1983.— Vol. 13, N 10.— P. 1753— 1763.
434. r n t e r - g o v e r m e n t a l TOGA board report of the first session /
WCRP, WMO/IOC.— 1988,— N 216,—96 p.
435. I s e i i n C. O, Prelim inary report of long-period variations in the tran s­
port ol the Gulfatream system//Pap. Phys. Oceanogr. and M eteorol.— 1940.—
Vol. 8, N 1.— P. 40.
436. J a c o b o w i t z H. et al. The first 18 m onths ol planetary radiation
budget measurements from the Nimbus-6 ERB experim ent//J. Atmos. Set.— 1979-—
Vol. 36,— P. 501—507.
437. J a k o b s W, С On the energy exchange between sea and atmosphere//
J. Mar. Res.— 1942.— Vol. 5, N I.— P. 37—66.
438. J а к о h s s о n T, Time sequence of energy exchange spectra at ocean
stations Charlie and Delta//Arch. M eteor. Geopnvs. Biocl., Ser. A.— 1976.—
Vol. 25,— P. 187—206.
’
439. J u l i a n P. R., C h e r v i n R. M. A study oS the Southern oscillation
and W alker circulation phenomcna//Mon, Wea, Rev,— 1978.— Vol. 106.—
P. 1433—1451,
440. J u n g G. H, Note on the m eridional tran sp o rt of energy by the oceans//
X Mar. Res,— 1952,— Vol, 11, N 2.— P. 139— 146.
441. K a t z E. T. et al. Zona] pressure gradient along (he equatorial Allantic//J, Mar. Res,— 1977,— Vol. 35, N S.— P. 293—307.
,
442. K i d s o n T. W. Tropical eigenvector analysis sand the Southern oscil­
lation/M on. Wea. Rev.— 1975,— Vol. 103.— P. 197—216.
443. K i l o n s k y В. Т., R a m a g e C. S. A technique for estim ating tropical
open-ocean rainfall from satellite observations/ Д
Appl, M eteorol.— 1976.—
Vol. 15,— P. 972—975.
444. K l o t z S. P., S t r e e t R, L. The numerical sim ulation of the turbulent
boundary layers at rough, air-water m terface//N um ericai M ethods L am inar and
Turbulent Flow, Proc. 2 n d Int. Conf., Venice, 1981, Swansea, 1981.— P. 487—496.
445. К о n d о J. Applicability of micro m eteorological transfer coefficient to'
estimate the long-preiod meand of fluxes in the air-sea interface/ Д Meteorol.
Soc, Japan.— 1972,— Vol. 50, N 6,— P. 570—576.
446. K o n d o J, AiT-sea bulk tran sfer coefficient in diabatic conditions//
Bound. Layer. M eteorol.— 1975,— N 9.— P. 91— 112.
447. К о n i s h i Т., N a n - n i 1 1 T. Observed relationship between the drag'
coefficient C„ and stability param eter { -z /I)//J. O ceanogr. Soc. Japan.— 1979,—
Vol. 35, N 5 , - P. 209—214.
448. К о к С, J., O p s t e e g n J. D. Possible causes of anomalies in sea­
sonal mean circulation patterns d uring the 1982—83 El-Nino E v e n t//! Atmos.
Sci.— 1985.— Vol. 42, N 7,— P. 677—694.
327
449. К о ti s к у V. Е. et al. A review of the Southern oscillation: oceanic*
atmospheric circulation changes and related rainfaill anomalies//Teilus.— 1984.—
Vol. 36A, N 5,— P. 490—504,
450. K r a u s E. B„ H a n s o n H. P, Air-sea interaction as a propagator of
equatorial ocean surlace temperature anomalies//-!. Phys, Oceanogr.— 1983.—
Vol. 13, N 1 — P. 130—138.
.
451. K r a u s E. B., L e v i t u s S. Annual heat flux variations across the
tropic circles//J, Phys.. Oceanogr.— 1986.— Vol. 16, N 8,— P. 1479—1486.
452. K r a u s E. B., T u r n e r T. S. A one-dimensional model of the seasonal
thermodyne: II. The general theory and its consequences//Teilus.— 1957.— Vol. 19,—
P. 98—106.
453. К r i s h n am u r t i с T. N. et al. On the onset vortex of the summer
monsoon//Mon. Wea. Rev.— 1981.— Vol. 109, N 2,— P. 344—363.
454. K u o H. J. Further studies of the parametrization of the influence of
cumulus convection on large-scale flow//J. Atmos. Sci.— 1974,.— Vol. 31.—
P. 1231—1240.
455. L a m b H. H. The changing climate.— London: Methuen, 1 9 6 6 .-2 3 6 p.
456. L a m b H. H. Climate: present, past and future. Vol. 1.— London:
Methuen, 1973,— 612 p.
457. L a m b H. H. Climate: present, past and future. Vol. 2,— London:
Methuen, 1977,— 835 p.
'
458. L a m b P. T. Estimate of annual variation of Atlantic Ocean heat transport//Nature.— 1981,— Vo). 290,— P. 766—769.
459. L a m b P. Т., B u n k e r A. F. The annual merch oE heat budget of the
north and tropical Atlantic Ocean/,1J. Phys, Oceanogr.— 1982.— Vol. 12, N 12.—
P. 1388—1410.
460. L a r g e W. G„ P o n d S. Open ocean momentum flux measurements in
moderate to strong winds/Д. Phys. Oceanogr,— 1981,— Vol. 11.— P. 324—336.
461. L a u К. M. A simple model of atmosphere—ocean interaction during
El-Nino—Southern oscillation//Tropica 1 Ocean—Atmosphere Newsletter.— 1982.—
N 13,— P. 1—2.
462. L a u К- M. Elements of a stochastic-dynamical theory of the long-term
variability of the El-Nino/Southern oscillation//.!. Atmos, Sci.— 1985.— Vol. 42,
N 14— P. 1552—1558.
463. L e e t m a a A,, B u n k e r A. F. Updated charts of the mean annual wind
stress convergences in the Ekman layers and Sverdrup transport in the North
Atlantic/Д Mar. Res.— 1 9 7 8 ,- Vol. 36, N 3,— P. 311—322.
464. L e v i t u s S. Meridional Ekman heat fluxes for (he World Ocean and
individual ocean basins//J, Phys. Oceanogr,— 1987,— Vol. 17, N 9.— P. 1484— 1492,
465. L i a n M. S., C e s s R. D, Energy-balance climate models: A reappaisal
of ice-albedo feedback//! Atmos. Sci.— 1977,— Vol. 34, N 7.— P. 1058— 1062.
466. L i s i t z i n E,: Sea level changes.— Amsterdam, 1974,— 286 p.
467. L o n d o n J. A study of the atmospheric heat balance//Fina] pep. Dept.
Mefeorol. and Oceanogr,— New York University, 1957,— P. 99.
468. L o r e n z E. N. Available potentional energy and the maintenance of
the global circulation//Tellus.— 1955,— Vol. 7, N 2.— P. 157—167.
469. L o u i s T. F. Parametri'zation of the surface fluxes//European Centre for
Medium-Range Weather Forecasts, Research Dep., Internal Rep.— 1977.— N 4.
470. M a r s d e n R. F., P o n d S. Sinoptic estimates of air-sea fluxes//J. Mar.
Res.— 1983.— Vol. 41, N 2,— P, 349—373.
471. M c C r e a r y T, Eastern tropical ocean response to changing wind sys­
tems: with application to EI-Nmo//J. Phys. Oceanogr.— 1976.— Vol. 6,—
P. 632—645.
472. M c E v e n T. F. The dynamics of large horisontal eddies (axes vertical)
in the ocean off southern CaIifornia//J. Mar. Res.— 1948.— Vol. 7, N 3.—
P. 198—218.
473. M c P h e e M. G. Turbulent heat and momentum transfer in the oceanic
boundary layer under metting pack ice//J. Geophys. Res.— 1983 — Vol. C88, N 5,—
P. 2 8 2 7 — 2835.
474. M e c b l G. A. A calculation of ocean heat storage and effective ocean
328
su rface la y e r depth s fo r th e N o rth e rn h e m is p h e re //J . P h ys . O c e a n o g r .— 1 9 8 4 V o l. 14, N 11,— P. 1747— 1761.
.
475. M e e h I G . A., W a s h i n g t o n W . М. , S e r a t n e r A . T . E x p e rim e n ts
w ith a g lo b a l ocean m o d e l d riv e n by o b s e rv e d a tm o s p h e ric fo rc in g / Д P h y s . O c e a ­
n o g r.— 1982.— V o i. 12, N 4 .— P . 3 0 1 — 31 2.
476. M e r I e J. S e a s o n a l h eat b u d g e t in th e e q u a to r ia l A t la n t ic O c e a n //J , P h y s ,
O c e a n o g r.— 1980,— V o l. 10, N 3 .— P . 4 6 4 — 469.
477. M e r l e J, O ce an et c lim a t — les fo n c tio n s te rm iq u e s de l’ocean d a n s
la d y n a m iq u e d u .clim at, U n e revue des id ees ■a c tu e lle s //L a M e te o ro lo g ie , V i e seire ,— 1980,— N 2 2 ,— P . 8 9 — 95.
478. M e r l e J. S e a s o n a l v a r ia b ilit y o f s u b su rface th e r m a l s tru c tu re in th e
tro p ic a l A tla n tic O c e a n Z /H y d ro d y n . E q u a to r ia l O ce an . P ro c ., И In t. L ie g e C o llo q .
O cean H y d ro d y n ., 19 83.— A m s te rd a m e. a., 1983.— P . 3 1 — 49,
4 7 9 . M i e h a e l s e n T , A s ta tis tic a l s tu d y o f la rg e -s c a le , lo n g -p e rio d v a r ia ­
b ility in N o r th P a c ific sea su rface te m p e ra tu r e a n o m a lie s / Д
P h ys . O c e a n o g r .—
19 82,— V o l, 12, N 7,— P . 6 9 4 — 703.
480. M i l l e r T. R „ R u s s e l T. L „ T s a n d L . C - A n n u a l o c ean ic h e at
tra n s p o rts co m p uted fro m an a tm o s p h e ric m o d e i//D y n . A tm o s , an d O c e a n s .—
1983.—
V o l, 7,— P. 9 5 — 109.
481. M i n t z Y. S im u la tio n of th e o c ean ic g e n e r a l c ir c u la t io n //G A R P P u b l.
S e r . - 1979,— V o l. 2 , N 2 2 — P. 6 0 7 — 6 8 7 .
482. M i t c h e l l Т. M . S to c h a s tic m o d e ls o f a ir-s e a in te r a c tio n an d c lim a t ic
flu c tu a tio n s ,— S y m p . of th e A rc tic h e a t b u d g e t an d a tm o s p h e ric c ir c u la tio n , 1966,
L a k e A rro w h e a d , C a lif ., P ro c,
483. M i t c h e l l Т . M . A n o v e rv ie w o f c lim a te v a r ia b ilit y an d its m e c h a n is m s //Q u a te rn . R es,— 1 9 7 6 .— V o l. 6, N 4.— P . 4 8 1 — 495.
484. M i z u n o K. | W h i t e W . B . A n n n a l a n d in te r a n n u a l v a r ia b ilit y in th e
K u ro s h io c u rre n t s y s te m //J . P h ys , O c e a n o g r .— 19 83.— V o l. 13, N 10,— P . 1847—
1867.
485. M o n t h l y and a n n u a l m ean h e ig h ts o f th e sea le v e l.— In s t, o f O c e a ­
n o g r. S ci., E n g la n d , 1977.— P. 3 — 96,
486. M u I l e r - G I e w e Т. , H i n z p e t e r H , T u r b u le n t flu x e s in th e 1 T C Z
d u rin g G A T E phase Ш
o f s ta tio n 2 7 //G A T E R e p o rt.— 1975,— V o l. 1, N 14,—
P . 2 6 — 31.
487. N a m i a s J. S o m e s ta tis tic s a n d s y n o p tic c h a ra c te ris tic s , associated w it h
E l-N in o //J . P h ys . O c e a n o g r.— 1976,— V o ], 6 — P. 1 3 0 — 138,
488. N a m i a s J. N e g a tiv e o c e a n -a ir fe ed b ack sy s te m o v e r th e N o r th P a c ific
in the tra n s itio n fr o m w a r m to co ld s e a s o n s //M o n . W e a , R e v ,— 19 76,— V o l. 104,
N 10,— P . ] 107— 1121,
489. N a m i a s J., C a y a n D . R . L a r g e -s c a le a ir-s e a in te ra c tio n s an d s h o t
pe rio d d y n a m ic fIu c tu a tio n s //S c ie n c e .— 19 81,— V o l . 2 1 4 , N 4 5 2 3 .— P . 8 6 9 — 8 7 6 .
490. N e w e l l R . E. C lim a te an d th e o c e a n //A m e r. S c i,— 19 79.— V o l. 67.—
P. 405— 416.
>
491. N e w e l l R. E. , C h i n L , S . C lim a tic c h a n g e s an d v a r ia tio n s : a g e o ­
p h ysical p ro b le m //C H m a tic v a ria tio n s a n d v a r ia b ilit y : F a c ts an d T h e o rie s .— R e ld e t
P u b lis h in g c o m p a n y , 1981,— P. 21— 61.
492. N e w e l l R. E. , S e l k i r k R, , E b i s u z a k i W . T h e S o u th e rn o s c illa ­
tion: sea su rfa c e and w in d re la tio n sh ip s in a 1 0 0 -y e a r d a te se tf/J . C lim a to l.—
1982,— V o l. 2,— P. 3 5 7 — 37 3.
493. N i o k u E. J., C h e s t e r T . J. G lo b a l m a p s o f o c e a n o g ra p h ic an d a tm o ­
spheric p a ra m e te rs fr o m th e S E A S E T S M M R / / I n t , G eo sci. an d R e m o te S ens.
S ym p. ( IG A R S S - 8 2 ) ,— M u n ic h , N e w Y o rk , 19 82.— P . 4 8 7 — 48 9,
494. N o r m a n V , G . T h e e ffe c ts o f E I- N in o in C o s ta R ic a , 1 9 8 2 — 8 3 //T r o p ical O c e a n — A tm o s p h e re N e w s Ia tie rs .— 39 87,— N 3 9 ,— P . 1 .
495. N o r t h G . R., С o a k l e y J. A . D iffe re n c e s b e tw e e n s e aso n al a n d m e a n
an n u al e n e rg y b a lan ce a n d c lim a te s e n s itiv ity / Д . A tm o s . S c i.— 19 79.— V o l
36,
N 7,— P . 1189— 1204.
496. O o r t A . H . O n estim ates o f th e a tm o s p h e ric e n e r g y c y c le //M o n . W e a .
R e v .— 19 64,— V o l. 9 2 , N 11,— P. 4 8 3 — 49 3.
497. O o r t A. H. , R a s m u s s o n E. M , A tm o s p h e ric c ir c u la tio n s t a tis tic s //
N O A A P r o f. P a p ., N 5, W a s h in g to n , D C ,— 1971.— 3 2 3 p.
329
498,
O o r t A. H. , V o n d e r H a a r Т . H . O n th e observed a n n u a l cycle in
th e ocean— atm o sp h ere h e a t balan ce over th e N o rth e rn hem isphere/ Д . Phys. O c e a ­
n o g r.— 1976,— V o l. 6, N 6,— P. 7 8 1 - 8 0 0 .
499 O s t l u n d H . G. R ad io ca rb o n in disso lved oceanic C 0 2//N u c l. In s t ru m .
a n d M e th . P h is . R es.— 1987,— E 29, N 1— 2.— P. 2 8 6 — 290.
500. P a 11 u 1 о J., M l i n k W ., R e v e 1 1 e R „ -S t г о n g E . T h e seaso nal o s c il­
la tio n in th e sea le v e l//J . M a r . Res.— 1955.— V o l. 14.— P. 8 8 — 115.
501. P h e l p s G. Т. , P o n d S. S p ec tra of th e te m p e ra tu re and h u m id ity
flu c tu a tio n s an d o f the fiu x e x of m o istu re an d sensible h e a t in the m a rin e b o u n ­
d a r y la y e r/ Д A tm o s . Sci.— 1971.— V o l. 28.— P. 9 1 8 — 928.
502. P i o l a A. R. , G o r d o n A , L. P a c ific and In d ia n O ce an upper la y e r
s a lin ity b u d g e t/ Д
Phys. O c e an o g r.— 1984,— V o l. 14.— P. 7 4 7 — 753.
503. P i o l a A. R. , G o r d o n A . L . O n oceanic h e a t an d fre s h w a te r flu x e s
a t 3Q“S //J. P h ys . O c e an o g r.— 1986,— V o l. 16, N 12 ,— P. 2 1 8 4 — 21 90.
504. P l a n c k M . U b e r das gesetz der e n e rg ie -v e rte ilu n g
in n o rm a ls p e k lr u m //A n n . d e r P hys.— 1901.— Bd. 4 .— S. 553.
505. P o n d S., F i s s с 5 D . В ., P a u 1 s о n C . A . A n o te on b u lk a e ro d y n a m ic
co efficien ts fo r sensible h eat and m o istu re llu x e s //B o u n d a ry L a y e r M e te o r,— 19 74.—
V o l. 6.— P. 3 3 3 — 339,
506. P o n d S. e t al. M easu rem en ts o f th e tu rb u le n t flu x e s o f m o m en tu m ,
m o is tu re and sensible h e a t over th e o c ean //J. A tm o s . S ci.— 1971,— V o l. 2 8 .—
P . 9 0 1 — 917.
507. Q u i n n
W . N . M o n ito r in g and p re d ic tin g E l-N in o in v a s io n s //,!. A p p l.
M e te o ro l.— 1974,— V o l. 13,— P. 825— 830.
508. Q u i n n W. N. , B u r t W . U s e th e S o u th e rn o s c illa tio n in w e a th e r p re ­
d ictio n / Д A p p l. M e te o ro l.— 1972,— V o l. 11.— P. 6 1 6 — 628.
509. Q u i r o z R . S. The c lim a te of th e E l-N in o w in te r of 19 82-83, a season
o f e x tra o rd in a ry c lim a tic a n o m a lie s //M o h . W e a . R ev.— 1983.— V o l. 111.— P. 1685—
1706.
510. Q u i r o z R . S. O bserved response of the N o rth e rn hem isph ere a tm o ­
spheric c irc u la tio n to the 1982-83 E l-N in o O ce an w a r m in g //T r o p ic a l O c e a n -A lm o ■sphere N e w s le tte r.— 1984,— N 24,— P. i — 2.
511. R a g o T. A. , R o s s b y H . T . H e a t tra n s p o rt in to the N o rth A tla n tic
O ce an n o rth of 3 2 °N la titu d e //.!. P h ys . O c e a n o g r.— 1987.— V o l. 17, N 7 .—
P . 854— 87 1.
'
512. R a m a g e C. S. M o nsoon M e te o ro lo g y — N e w Y o rk , Lo n d o n : A ca d e m ic
Press, 1971,— 196 p.
513. R a о Y. R. S ou thw est m onsoon.— In d ia M e te o ro lo g ic a l D ep ., N e w D e lh i,
1976,— 367 p.
514. R a s m u s s о n E. M ,, C a r p e n t e r Т . H . V a r ia tio n in tro p ic a l sea
su rface te m p era tu re and surface w in d fie ld s associated w ith th e S o u th e rn o s c ilIa t io n /E I-N in o //M o ii. W ea. R ev.— 1 9 8 2 , - V o l. 110, N 3.— P. 3 5 4 — 384.
515. R a t c i i f f e
R . A , S. N o rth A tla n tic sea te m p e ra tu re c la s s ific a tio n
1877— 1 9 7 0 //M e te o ro l. M a g .— 1971,— V o l. 100.— P. 2 2 S - 2 3 2 .
516. R a t c i i f f e R. A, S., M u r r a y R. N e w la g associations b e tw e e n N o r th
A tla n tic sea te m p e ra tu re and E u ro p ean pressure a p p lie d to lo n g -ra n g e w e a th e r
fo re c a s tin g //Q . J. R . M e te o ro l. Soc.— 1970.— V o l. 9 6 .— P . 2 2 6 — 246.
517. R e e d R . K - H e a t flu x e s over the e a s te rn tro p ic a l P a c ific and
aspects
of
the 1972 E l-N in o //J . Geophys. R es.— 1983.— V o l. C 88, N 14.— P. 9 6 2 7 — 96 38.
518. R e e d R. K . A n es tim ate of c lim a to lo g ic a l
heat flu x e s over
th e tro p ic a l
P a c ific О с е а п /Д C lim . A p p l. M e t.— 1985.— V o l. 24, N 8.— P. 8 3 3 — 840.
519. R e i t e r E. A, L o n g -te rm w in d v a r ia b ilit y in th e tro p ic a l P a c ific : iis
possible causes and e ffe c ts //M o n . W e a . R e v .— 1978,— V o l. 16,— P. 3 2 4 --3 3 0 .
520. R e i t e r E, R, The in te ra n n u a l v a r ia b ilit y of the
system / Д A tm o s . S ci.— 1978,— V o l. 35, N 3 ,— P. 3 4 9 — 370.
ocean— atm o sp h ere
521. R e i t e r E. K- Som e m echanism a ffe c tin g sca-stirfaec te m p e ra tu re a n o ­
m a ly fo rm a tio n in the N o rth P a e if ie //A r d i. M e teo r. G eophvs, B iocl — 1979 —
V o l. 28, N 2 — 3,— P. 195— 210.
522. R e y e s S., R a m i r e z О . E, A ir-s e a flu x e s o ver the g lo b a l oceans
d u rin g the F G G E Y e a r//T h e o r. A pp l. C lim a to !.— 1987,— V o l. 38 — P, 69— 78.
330
523.
R eyn o ld s
R . W . S c a -s u rfa c e te m p e ra tu r e a n o m a lie s in th e N o r th
P a c ific O c e a n Z /T c llu s ,— 19 78.— V o i. 3 0 , N 2,— P, 9 7 — 103.
52 4 R o d e w a i d M . D ie b ie n n a le der m e e re s te m p e ra tu r o v r N o rd o s — Is l a n d //
W c lle r lo ts e .— 1982.— V o l. 3 4 , N 4 2 1 — 4 2 2 .— P. 15— IS .
525. R o d e w a I d M . D e r tre n d der m e e re s te m p e ra tu r im a u b e rtro p is c h e n
N o r d a t1 fliitik //W e tte rlo ls e ,— 19 82.— V o l . 34, N 4 2 1 — 4 2 2 — P . 11— 15.
526. R о c m m i c l i D . T h e a p p lic a tio n o f in v e rs e m e th o d s to p ro b le m s in
ocean c ir c u la tio n ,— P h. D . Thesis. M a s s a c h u s e tts In s t, o f Tech no lo g y /W o o d s H o le
O c e a n o g ra p h ic I n s t , W H O I , 1979, 8 0 — 6,— 193 p.
527. R o c m m i c h D . E s tim a tio n o f m e rid io n a l h e a l flu x in th e N o r th A t ­
la n tic b y in v e rs e m e t h o d s //! P h y s . O c e a n o g r.— 19 80.— V o l. 10,— P . 1 9 7 2 — 1973.
528. R o e m m i c h D . T h e b a la n c e of g e o s tro p h ic an d e k m a n tra n s p o rts in the
tro p ic a l A tla n tic O c e a n / / ! P h y s . O c e a n o g r.— 19 83.— V o l. 13, N 8,— P. 1 5 3 4 — 1539.
529. R o w li t r e e P. R . T h e in flu e n c e ot tr o p ic a l la s t P a c ific O c e a n te m p e­
r a tu re on th e a tm o s p h e r e //Q u a r t J, R o y . M e te o ro l. S o c .— 19 72.— V o l. 9 8 ,—
P , 2 9 0 — 32 1.
530. S a l t z m a n B . S to c h a s tic a lly -d r iv e n c lim a tic flu c tu a tio n s in th e sea—
ice ocean te m p e ra tu re , C O s -fe e d b a c k s y s te m //T e llu s .— 19 82.— V o l, 3 4 , N 2.—
P. 9 7 — 112.
5 3 !. S a l t z m a n B. , S u t e r a A. , E v e n s o n
A , S tr u c tu r a l s to c h a s tic s ta ­
b ility of a s im p le a u to -o s c illa to r y c lim a tic fe ed b ack s y s t e m //! A tm o s . S c i.—
1981,— V o l. 3 8 , N 3 .— P . 4 9 4 — 503.
532. S a r n t h e i n M . e t al. G la c ia l an d in t e r g la c ia l w in d re g im e s o v e r th e
ea stern s u b tro p ic a l A t la n t ic and n o rth -w e s t A f r ic a / /N a t u r e .— 19 81,— V o l. 29 3,
N 17.— P. 193— 196.
533. S c h n e i d e r
S. H. , D e n n e t t R . D . C lim a te b a rr ie r s to lo n g te rm
e n e rg y g r o w th //A m b io ,— 1975.— N 4 ,— P. 6 5 — 75.
534. S c h o p f P. S. O n e q u a to ria l w a v e s an d E l- N in o . 11: E ffe c ts o f a ir-s e a
th e rm a l c o u p lin g //! P h y s . O c e a n o g r.— 19 83.— V o l. 13, N 10 ,— P . 1878— 1893.
535. S c h o p f P. S. , H a r r i s o n D . E . O n e q u a to r ia l w a v e s a n d E l-N in o .
I: In flu e n c e o f in it ia l s ta te s on w a v e -in d u c e d c u r r e n t an d w a r m i n g / / ! P h ys , O ce a­
n o g r.— 1983,— V o l. 13, N 6,— P. 9 3 6 — 94 8.
536. S e l l e r s W , D , A g lo b a l c lim a tic m o d e l based o n the e n e r g y b a la n c e
o f the e a rth — atm o sp h ere s y s t e m //! A p p l. M e te o r o l.— 1 9 6 9 .— N 8.— P , 3 9 2 — 400.
537. S e l l e r s
W . D . A n e w g lo b a l c lim a t ic m o d e l / / ! A p p i. M e te o ro l.—
1973,— N 2 ,— P . 2 4 1 — 254.
538. S h o u l e i k i n W . T h e e v a p o ra tio n o f sea w a t e r an d th e th e r m a l in te r ­
course b e tw e e n the sea
an d
a tm o s p h e r e //G e rla n d s
B e it r .
G e o p h y s .— 19 28.—
V o l. 20 ,— P. 9 9 - 1 2 2 .
539. S c h u c l a J., P a o l i n o D . A . T h e S o u th e rn o s c illa tio n an d lo n g -ra n g e
fo re c a s tin g o f th e s u m m er m o n s o o n r a in f a l! o v e r I n d ia // M o n . W e a . R e v .— 19 83.—
V o l. I l l , N 9,— P. 1830— 1837.
540. S c h u c l a
J., W a l l a g e J. M . N u m e r ic a l s im u la tio n of th e a tm o ­
spheric response to e q u a to r ia l P a c ific sea su rfa c e te m p e r a tu r e a n o m a lie s //! A tm o s .
S ci.— 1983.— V o l. 40.— P, 1 6 1 3 — 1630.
5 4 1 . S i m p s o n J. J. L a rg e -s c a le th e r m a l a n o m a lie s in C a lif o r n ia c u rre n t
d u rin g th e 1982— 1983 E l-N in o //G e o p h y s . R es. L e t t .— 1 9 8 3 ,— V o l. 10, N 10.—
P . 9 3 7 — 940,
542. S m i t h E. A. , H i c k e y T . R ., V о n d e г H a a г Т . H . T h e n a tu r e an d
sh o rt-p erio d flu c tu a tio n s in so la r ir ra d ls n e e o b serve d b y th e N im b u s -7 — A C o ll.
E x t. A b s tr. P re s e n te d a l th e S y m p , o n S o la r C o n s ta n t a n d th e S p e c tr, D is trib .
o f S o la r Ir ra d ia n c e , B o u ld e r, C o lo r. T a n ., 1982.
543. S m i t h S. D . W in d stress an d h e a t Flux o v e r th e ocean in g a le force
w i n d s / / ! P h y s . O c e a n o g r.— 1980.— V o i. 10, N 5 .— P . 7 0 9 — 72 6.
544. S m i t h S. D. , Б а н к е E . Q . V a r ia t io n o f th e sea su rfa c e d r a g c o e ffi­
c ie n t
w ith
w in d
s p e e d //Q u a r t !
R oy.
M e te o r o l.
S o c .— 1965.— V o l.
101.—
P. 6 6 5 — 67 3.
545. S t о e к e n i u s T . In te r a n n u a l v a r ia tio n s of tro p ic a l p re c ip ita tio n p atte rn s //M o n . W e a , R e v .— 1 9 8 1 — V o l. 10 9,— P, 1 2 3 5 — 1247.
546. S t o m m e l H . A s y m m e tr y o f in te ro c e a n ic fr e s h w a te r a n d h e a t flu x e s //
P ro c, N a t, A c a d . S c i., U S A ,— 1980.— V o l. 7 7 , N 5 ,— P . 2 3 7 7 — 2 3 8 1 .
331
547. S t o m m e l H. М. , C s a n a d y Q . T . A re la tio n b etw een th e T , S -c u rv e
a n d global b eat and atm o sph eric w a te r tra n s p o rt//.}. G eophys. Res.— 19 80.—
V o l . 85, N C I . - t P . 495— 501.
548. S v e r d r u p H , U . O ce an o g rap h y//H a n c!b u c h der P h y s lk ,— B e rlin : S p r in ­
g e r , 1957,— V o l. 4 8 ,— P. 6 0 8 — 670.
549. S v e r d r u p H . U. , J o h n s o n М. , F l e m i n g R . T h e O ceans.— P r in tic e -H a ll, E n g le w o o d C lifts , N J, 1942,— 695 p.
'
550. T a l l e y L. D . M e rid io n a l h eat tra n s p o rt in the P a c ific O c e a n //J . P hys.
O c e a n o g r.— 1984,— V o l. 14, N 2.— P. 231— 241.
551. T a t i a k a М / In te ra n n u a l flu c tu a tio n s of th e tro p ic a l w in te r m onsoon
circu latio n , and its relatio n sh ip to th e w a lk e r c irc u la tio n //T r o p ic a l O cean— A tm o ­
sp here N e w s le tte r.— 1682,— N 12.— P . 4 — 5.
552. T h o m s o n J. G ra n d cu rren ts of atm o sp h eric c irc u la tio n .— B ritis h Assoc.
M e e tin g , D u b lin , 1857.
553. T h o m p s o n K. R , M a r s d e n R. F. , W r i g h t D . G . E s tim a tio n o f
lo w -fre q u e n c y w in d stress flu c tu a tio n s o v e r the open ocean //J. Phys. O c e a n o g r,—
1 9 83,— V o l. 13,— P. 1003— 1 0 П .
554. T h o r p e M . R„ Б а п к е E. G. , S m i t h S. D . E d d y c o rre la tio n m e a s u ­
rem e n ts of e v a p o ra tio n and sensible h eat flu x o ver A rc tic sea le v e !//J , G eo ph ys.
R es.— 1973.— V o l. 78, N 18.— P . 2 0 5 — 216.
555. T o o l e J. М. , R a y m e r М . E . H e a t and fre s h w a te r b u d g e t o f the
In d ia n O cean-re v is ite d //D e e p -S e a Res.— 1985.— V o !. 32, N 8.— P . 9 1 7 — 9 2 8 .
556. T r e n b e r t h К . E. S p a tia l and te m p o ra l v a ria tio n o f the S o u th e rn
o s d lla tio n //Q u a r t. J. R oy. M e te o ro l, Soc.— 1976.— V o l. 102.— P. 6 3 9 — 65 3.
557. T r e n b e r t h К - E . M e a n a n n u a l p o le w a rd e n e rg y tran sp o rts b y the
oceans in the southern h e m is p h e re //D y n . A tm o s . ' and O ceans.— 1979,— V o l. 4,
N 1.— P. 5 7 — 64.
558. T r o u p А. Т . Т е S ou thern o s c illa tio n //Q u a r t. J, R o y . M e te o ro l. S oc.— .
19 65,— V o l. 91 .— P, 490— 506.
559. T s u c h i y a M Seasonal v a ria tio n of the e q u a to ria l z o n a l g e o p o te n tia l
g ra d ie n t in the eastern P acific O ce a n //J . M a r . Res.— 1979.— V o l. 3 7 , N 3 .—
P . 4 0 0 — 407.
560. T u r n e ' r T. S., K r a u s E. B. A o n e-d im en s io n a l m odel of th e seaso n al
th erm o clin e. I . A la b o ra to ry ex perim ent an d its in te r p r e ta tio n //T e lIu s .— 19 67.—
V o l. 19,— P, 8 8 — 97.
56 L V a m a d a H ., О к a b e I. O n the resonance e ffe c t in a storm s u rg e //B u ll.
o f D is a s te r P re v e n tio n Research In s t,, K y o to U n iv ., Jap,, 1965.— V o l. i 5 . — P , 2.
562. V o n d e r H a a r Т. H. , E l l i s J. S, A tla s o f ra d ia tio n b u d g e t m e a s u re ­
m ents fro m sa teI!ites //A tm o s. Sci. P a p ,— 1974,— N 23 1.— C o lo ra d o S ta te U n iv .—
180 p.
563. V o n d e r H a a r T . H. , O o r t A , H . N e w e s tim a te o f a n n u al p o le w a rd
e n e rg y tra n s p o rt b y no rthern hem isphere O ce a n s //J . P liys. O c e a n o g r.— 1973.—
V o l. 3, N 2,— P. 169— 172.
564. V o n d e r H a a r Т. , R a s c h k e E . M e a s u re m e n ts of th e e n e rg y ex ch a n g e
betw een earth and space fro m sa tellites d u r in g th e I9 6 0 ’s //A n n . M e te o ro l. Nei.ie
F o lg e .— 1973,— N 6.— P. 339— 345.
565. W a l i n G . O n th e re la tio n betw een sea-su rface h e a t flo w and th e r m a l
c irc u la tio n in th e ocean//Т е II us.— 1983,— V o l. 34, N 2— P. 187— 195.
566. W a l k e r G . T, C o rre la tio n in seaso nal v a ria tio n s o f w e a th e r. V I I I . A p re ­
lim in a ry stu d y o f w o rld w e a th e r//In d ia n M e te o ro l. D ep . M e m ,— J92 3.— V o l. 24,—
P . 7 5 — 131.
566a. W a l k e r G. Т. , B l i s s E. W . W o r ld w e a th e r. V .— M e m . R oy. M e te o ro l,
Soc.— 1932,— V o l. 4,— P. 5 3 — 84.
567. W a 1 s h J. E „ J o h n s o n С. M . A n an alysis of A rc tic sea ice flu c tu a ­
tio n s , 1953— I9 7 7 //J . Phys. O c e a n o g r,— 1979,— V o l. 9, N 3 — P. 5 8 0 — 59 1,
568. W a n - C h e n g C . . L o A, A p r e lim in a r y stu d y o f the possible s ta tis tic a l
relatio n sh ip betw een Ihe iro p ic a l P a c ific sea su rface te m p e ra tu re and th e a tm o ­
spheric c irc u la tio n //M o n . W ea. R e v .— 1979,— V o l. 197, N 1 — P. 18— 25.
569. W e a г e В. C, A s ta tis tic a l s tu d y o f re la tio n s h ip b etw een ocean te m p e ­
r a tu re and the In d ia n m onsoon//J. A tm os. S c i,— 1979 — V o l. 36,— P. 2 2 7 9 — 22 91.
332
5 7 0 W e a r e В. С . E l N in o and tro p ic a l P a c ific occan su rface te m p e r a tu r e //
J. P h ys . O c e a n o g r,— 1982,— V o l. 12, N 1.— P. 17— 27.
571. W e a r e В, C . In te l-a n n u a l v a r ia tio n in n e t h e a tin g at th e su rfa c e o f
th e
tro p ic a l
P a c ific
O ce an / Д
Phys.
O c e a n o g r.— 19 83.— V o l. 13,
N 5.—
P. 8 7 3 — 885.
572. W e b b
E. K- O n th e co recti on of flu x m easu rem ents fo r e ffe c ts o f
h eat and w a te r v a p o u r tr a n s fe r//B o u n d . L a y e r. M e te o ro l.— 1982.— V o l, 23, N 2 .—
P. 378— 384.
573. W e l a n d e r P, O s c illa tio n in a sim p le a ir —-w a te r system d riv e n b y
s ta b iliz in g h e a t flu x .— U n iv . of B e rg e n , 1979,— R ep. N 51 .— 15 p.
574. W h i t e W . B . W e s tw a rd p ro p a g a tio n of s h o rt-te rm c lim a tic a n o m a lie s
in the W e s te rn N o rth P a c ific O cean fro m 1964— 19 74//J . M a r , Res.— 1983.—
V o l, 4 1 , N . 1— P . 113— 125.
575. W h i t e W. B „ W a l k e r A . E . M e rid io n a l atm o sp h eric le le c w m e c tio n s
•ovfer th e N o r th P a c ific fro m 1950— 1 9 7 2 //M o n . W e a . R e v .— 1973.— V o l, 101.—
P . 8 1 7 — 82 2.
576. W h i t e h e a d T. A. , W o r t h i n g t o n С . V . T h e flu x and m ix in g ra te s
o f A n ta rc tic b o tto m w a te r w ith in th e N o r th A t l a n t i c / / ! G eophys. Res.— 19S2.—
V o l. 8 7 C , N 10,— P . 7 9 0 3 — 79 24.
577 W r i g h t D . G ., T h о m p s о n К - R. T im e av eraged fo rm s of n o n lin e a r
stress la w //J . Phys. O c e a n o g r.— 1983,— V o l. 13.— P. 3 4 1 — 345.
5 7 8 . W n М . C ., H a s t e n r a t h S. O n the in te ra n n u a l v a r ia b ilit y of th e I n ­
d ia n m onsoo n and the S o u th e rn o s c i!Ia !io n //A rc h . M e te o r. G eophys. B io c I,— 1986.—
V o l. B 3 9 .— P . 2 3 9 — 261.
579. W u n s c h C . B e rm u d s Sea lev el in re la tio n to tid es, w e a th e r and b a ro c lln ic
flu c tu a tio n s //R e v . G eophys. an d Space P h ys .— 1972.— V o l. 10, N 1.—
P . 1— 49.
580. W u n s c h C . M e rid io n a l h eat flu x o f the N o rth A tla n tic O c e a n //P ro c .
N a t l . Acad*. S ci.— 1980,— V o l. 7 7 — P. 5 0 4 3 — 5047.
581. W u n s c h C . T h e ge n eral c irc u la tio n of th e N o rth A tla n tic w e s t o f
5 0 ° W d e te rm in e d fr o m in verse m e th o d s //R e v . G eo ph ys. and S pace P hys.— 19 78,—
V o l. 16,— P. 5 8 3 — 620.
582. W u n s c h C. , G r a n t B . T o w a rd s the g e n e ra l c irc u la tio n of the N o r th
A tla n tic O c e a n //P r o g r. in O c e a n o g ra p h y .— 1982.— V o l. 11, N 1.— P. 1— 59.
583. W u n s c h C., M i n s t e r T .-F . M e th o d s fo r b o x-m od els and ocean c ir ­
c u la tio n trace rs : m a th e m a tic a l p ro g ra m in g and n o n lin e a r in verse th e o ry //J . G e o ­
phys. R es.— 1982,— V o l. 87, N C 8.— P . 5 6 4 7 — 5662.
584. W y l i e D. P., H i n t o n В . B . T h e fe a s ib ility of e s tim a tin g la rg e -s c a le
s u rfa c e w in d fie ld s fo r the sum m er M o n ex u s in g cloud m o tio n an d ship d a t a //
B ound, L a y e r. M e te o ro l.— 1981.— V o l, 2 1 ,— P. 3 5 7 — 36 7.
585. W y r t k i
K . T h e a v era g e a n n u a l h e a t b a lan ce of th e N o rth P a c ific
O c e a n and its re la tio n to th e c irc u la tio n /A I. G eophys. R es.— 1965.— V o l. 7 0 ,
N 18.— P. 4 5 4 7 — 4561.
586. W y r t k i
K . E l-N in o — T h e d y n a m ic response of the e q u a to ria l P a c ific
O c e a n to atm o sp h eric fo rc in g //.!, Phys. O c e a n o g r.— 1975,— V o l. 5 .— P. 5 7 2 — 5 8 4 ,
587. W y r t k i IC A n e s tim a te of e q u a to ria l u p w e llin g in the P a c ific //,!. P h y s .
O c e a n o g r.— 1981,— V o l. 11 , N 9 ,— P. 1205— 1214.
588. W y r t k i
K . T h e S o u th e rn o s c illa tio n occan — atm osphere in te r a c tio n
a n d E l-N in o /Z M a r . T e c h n o lo g y Soc. J o u rn a l.— 1982.— V o l. 16, N 1,— P. 3 — 10.
589. W y r t k i K „ L e s t i e W . T h e m ean a n n u a l v a ria tio n s of sea le v e l in
th e P a c ific O c e a n ,— H a w a ii I n s t of G eo ph ys, 1980.— 159 p.
590. W y r t k i K ., U n r i с h L . O n the accuracy of h eat s to ra g e c o m p u ta tio n s //
J. Phys, O c e a n o g r.— 1982.— V o l. 12, N 12.— P. 1411— 1416.
591. Y a g i o m A . M , C om m ents o n w in d and te m p e ra tu re Л и х pro file r e la tio n s h ip s //B o u n d , L a y e r. M e te o r o l— 1977.— V o l, 11, N 1,— P. 8 9 — 102.
592. Z i l i m a n T, W , A stu d y o f some aspects of th e ra d ia tio n and h e a t
b u d g e ts of th e S o u th e rn hem isphere oceans.— M e lb o u rn e , B u re a u of M e te o ro lo g y ,
1 9 72.— 5 6 2 p. (M e te o ro l. S tu d . N 2 6 ).
333
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Амплитуда колебания температуры 133,
143, 20Э, 210, 213
—■
— уровня 214. 216
----- энергопотока 23, ISO, 253
Аномалии давления 98, 99. 102, 103
— потока энергии 17S—182, 1ИВ—1SO, 206,
207, 2+5—249, 258—260, 274—277
— температуры 38. 93, 102. 200, 203—205,
26ft, 290—293
Балк-формулы 28, 301
Боуэна, соотношение 82
----- . аналог для сезонных и климатиче­
ских компонентов 137—141, 183, 22В,
256
Геофизические константы и параметры
климатической системы 6. 26. 57, 83,
01, 135—127, 138. 139, 146, 180, 182.
235, 277
Дисперсия тепл он ото ка 245—250, 255
Контрасты температурные 58, 87. 91—95
Кон деп цня крупномасштабного эн ер го пере­
носа 298—303
Коэффициент обмена 39—56
Круговорот вод, энергетика 261, 286
Масштабы взаимодействия 8, 9
— осреднения 35—57
Межгодовая
изменчивость тепле потока
49, 121, 242—260. 274, 275
Модели
— бокс-модели 158, 169
— иалопараметрнческие 67—72
— одномерные 153. 154, 159, 2S2—271
— эн ерго балансовые 92—94, 159, 262 . 271
Ньюфаундлендская
эн ер го активная
ласть (НЭАО) 10-1
об­
Обратные связи 262, 293—301
Осреднение временное меж годовое 42, 44,
47, 48-57, 117, 119. 121, 200—211, 242—
260
— — пульсаций 31—33
----- сезонное, внутрисезонкое. внутригодо­
вое 40, 44, 48, 52, 54, 50. 61, 81, 95,
127, 200, 211. 242, 260
------синоптическое, внутримесячное 37,
40, 42. 44, 48. 52
•----- суточное 43. 44. 48
— пространственное зональное 88, 91—95,
130, 160—169. 179—182, 236
— — по акватории 84, 91, 102, 125, 126, 150,
151, 175, £25, £26. 230-235, 237, 275 '
----- полушарное 87. 89. 91—05
Параметризации
ная 84
потоков
тепла
------ - -- и н т е г р а л ь н а я з а г о д 72— S3
вектор­
---------, аэродинамический подход 20
Потенциальная энергия 108, 114, 305, 306
334
Потоки тепла скрытого 49, 52, 59—61,
95—97, 180, 182, 223 , 225, 330—235, 251,
253
------явного 30, 40, 42, 45—47, <19, 51, 52,
223, 224. 230, 249, 250, 251, 253
Природные тепловые машины (ПТМ) 12,
89, 217, 218, 296
Радиация, лучистый теплоперенос 21—27,
68. 92. 93, 136
■«Разрезы?. наблюдательная программа 12
Роль средних широт в формировании
климата,
Онмодальпость транспорта
тепла 187
------------ — —. управляющая
роль
138,
139, 200, 305—307
Северо-Атлантическое холерание 102
Северо-Тихоокеонекое колебание 105
Сезонные потоки энергии в климатиче­
ской системе механической П4, 145,
146, 339
---------------------тепло doК 47, 79, 115, 138—
139, 225—232, 235. 249, 255
------ --- ------- —. система
вара метризации
304. 306
Снлы механического взаимодействия 112,
286, 304
Теплоперенос вертикальный в океане П5,
11G, 236, 237
— климатический 79, 34, 138, 539, 179—
182. 223, 225-232
— «колебательный* 298—303
— меридиональный в атмосфере 160—165
в океане 137—150, 160, 163—170, 17S—
193, 217, 218
— сезонный — см, Сезонные потоки энер­
гии
Фазовые запаздывания в сезонном цикле
параметров и энергопереносов 56—59,
79, 81. ПО, 115, 134, 176—178, 213, 2М,
216, 253, 272, 273
----------------температуры 60, 61, 81, 129—
133, 182, 210, 311, 2(3, 214
Фазовые траектории (петли) временные
66, 108, 113—115, 304, 305
------------ д в у л а р а м е т р и ч е с к и х п р о ц е с с о в 69—
61, 64, 81, 115, 176, 176. 266
---- - — пространственные 266, 236,
304
Циркуляционные ячейки Валкера 116, 118
— — 1'адлсгя 118, 130
Эль-Ниньо 116—123
Энергетические потенциалы климатической
системы 3, 15—20
Энергии механического взаимодействия
113, IM, М5. Мб, 239. 304—306
Энергоактивиые зоны океана (ЭАЗО) ме­
ханические 238 , 239. 28fi, 30(i
----- --------тепловые 10, 11, 218—238, 242
Южное колебание — см, Эль-Ниньо
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие
Введение
ГЛАВА
....................................................................................................................................
3
................................................................................................ ...............................................
4
1. О С Н О В Н Ы Е Э Н Е Р Г Е Т И Ч Е С К И Е
О КЕ А Н — АТМ ОСФ ЕРА
ИСТОЧНИКИ
СИСТЕМ Ы
..................................................................................
15
1.1, Глобальны е энергетические потенциалы н еко то р ы х процессов
в М и р о в о м о к е а н е ...............................................................................................
1.2. П р оцессы трансф орм ации солнечной р а д и а ц и и в систем е о ке ­
а н — атмосф ера
....................................................................................................
Г Л А В А 2, К Р У П Н О М А С Ш Т А Б Н Ы Й
НИЦЕ
ОБМЕН
Э НЕРГИ ЕЙ
НА
—
21
ГРА­
О К Е А Н — А Т М О С Ф Е Р А ..................................................................
2.1. Особенности
использования
и нтегральны х
п арам етри зац и й
аэродинам ического метода п р и исследовании кр у п н о м а с ш т а б ­
ных п р о ц е с с о в ........................................................................................................
2.2. Ф орм ирование кр у п н о м а сш таб н ы х терм ически х и в л а ж н о с т ­
ных кон трасто в приводного слоя и ф азовы х разл ичий го до­
вого хо да терм ически х х а р а к т е р и с т и к атмосф еры я о к е а н а . .
2.3, П а р а м е тр и за ц и я кр у п н о м а сш таб н ы х потоков тепла н а границе
океан — атмсоф ера
...............................................................................................
Г Л А В А 3. Ф И З И Ч Е С К И Е
МЕХАНИЗМ Ы
ВЗАИМ О ДЕЙСТВИЯ
СРЕДНИХ
КЛИМ АТ
Ш ИРОТ
АТМ ОСФ ЕРЫ
ВО
—
57
.
72
КРУП Н О М А СШ ТА Б Н О ГО
.....................................................................................
3.1, Терм ический к о н тр а с т вы соких и н и з к и х ш и р от и ф ормирова­
ние меридиональной ц и р к у л я ц и и и м е ж п о л у ш а р ного
обмена
энергией
.....................................................................................................................
3.2, П еренос тепла и влаги м е ж д у о ке ан ам и и к о н ти н е н та м и . ,
3.3, Процессы к р у п н о м а сш таб н о го преобразования энергии в а т ­
мосфере ..........................................................................................................................
3.4, К р уп но м асш таб ны е энергети чески е прев р ащ ени я во к е а н е ,
.
3.5, Особенности процессов взаим одействия в связн с Ю ж н ы м к о ­
лебанием ......................................................................................................................
Г Л А В А 4. З О Н А Л Ь Н Ы Й
28
М И РО ВО ГО
ОКЕАНА.
ВЗАИМ О ДЕИСТВИИ
36
—
95
106
109
116
РОЛЬ
ОКЕАНА
И
.......................................................................................................
4.1. Особенности
меридионального
распределения х а р а к т е р и с т и к
терм ического рассогласования оке ан а и а т м о с ф е р ы ..................
4.2 . Зональны й энергетический б а л ан с о к е а н а .........................................
4.3. М ери ди о наль ны й обмен те п л о м в о ке а н е и атмосф ере . . . .
4.4. С езон ная и м еж го д о в ая д и н а м и к а м ер идио нал ьно го переноса
тепл а и роль средних ш ирот в к р у п н о м а с ш т а б н о м в заи м од ей ­
ствии
..........................................................................................................................
124
—
136
147
176
335
Г Л А В А 5. П Р О С Т Р А Н С Т В Е Н Н А Я
ТЕПЛО ВО ГО
ОБЛАСТИ
Д ИФ Ф ЕРЕНЦИАЦИ Я ПРОЦЕССОВ
ВЗАИМ О ДЕИСТВИЯ
М И РО ВО ГО
И
ЭН ЕРГО АКТИ В НЫ Е
О К Е А Н А ........................................................
5.1. А м п л и туд н о -ф азо в ы е х а р а к те р и с ти к и годового хо д а п ар а м ет­
ров о ке а н а и атмосф еры . П ростр анств енн ая диф ф еренциация
роли р е гу л я р н о го сезонного хода и м еж го д о в ы х процессов
в общ ей и з м е н ч и в о с т и .......................................................................................
5.2. О ч аго в ы й х а р а к т е р энергообм ена в системе оке ан — атмосф ера
и з и е р го а кти в н ы е о б л а сти . С т р у к т у р а взаимодействия с атм о ­
сферой С еверной А т л а н т и к и и северной части Т и х о го
о ке а н а
5.3. С е зо н н а я и м е ж го д о в а я изменчивость процессов энергообмена
в северны х ч а с т я х А тл ан ти ч ес ко го и Т и х о го океанов
. . . .
5.4. О собенности взаим од ействия с атмосферой о ке ан ски х...... к р у г о ­
воротов и д и н а м и к а эи ергоакти в ны х о б л а с т е й ................................
5.5. К проблем е ф ор м и ров ани я и д и н ам и ки аномалий тем пературы
п оверхности о к е а н а ........................................................................................ .
З а кл ю ч е н и е
........................................................................................................................................
194
—
218
242
261
287
295
П р и л о ж е н и е . К о н ц е п ц и я кол еб ател ьн ого теплопереноса в системе оке ан —
атмосфера
С писок
.................................................... ...............................
.
л и т е р а т у р ы .....................................................................................................................
П редм етны й
у к а з а те л ь
...........................................................................................................
298
308
334
М он ограф ия
Сергей Сергеевич Лаппо,
Сергей Константинович Гулев,
Александр Евгеньевич Рождественский
КРУПНОМАСШТАБНОЕ ТЕПЛОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
В СИСТЕМЕ ОКЕАН—АТМОСФЕРА И ЭНЕРГОАКТИВНЫЕ ОБЛАСТИ
МИРОВОГО ОКЕАНА
Редактор 3. И. Мнронекко.
Художник В, В. Бабанов.
Художественный редактор
Б. А, Бураков.Технический редактор Н. !1. Перловнч.
Корректор Л. И. Хромоъа.
И Б
№
1874
Сдано в набор !9.0!.90. Подписано в печать 01.06.90. М-19574. Формат 60X 90%я, Бумага книж­
ная. Гарнитура литературная. Печать высокая. Печ. л. 21,0, Кр.-отт, 21,0, Уч.-изд. л. 23,37.
Тираж 8Э0 экз. Индекс ОЛ-181. Заказ № 15. Цена 3 руб, 80 коп.
Гмдрометеонздат. 1CD226. Ленинград, Беринга, 38,
Ленинградская типография № 4 ордена Трудового Красного Знамени Ленинградского
объединен ля «Техническая кннга> нм. Евгении Соколовой Государственного комитета СССР
во печати. 190000, Ленинград, Прачечный переулок, S,