Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Глобальная дрифтерная программа и методы оценивания коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в океане с помощью лагранжевых
Раздел 1.1 История применения метода лагранжевых частиц для исследования циркуляции вод и турбулентной диффузии в океане 12
Раздел 1.2 Глобальная дрифтерная программа (история развития, современное состояние, применение для изучения горизонтальной турбулентной диффузии в океане) 14
Раздел 1.3 Методы расчета эффективного коэффициента турбулентной диффузии по статистике лагранжевой частицы 22
1.3.2 Метод Дэвиса и метод дисперсии частицы 24
1.3.3 Метод меньшего главного компонента 26
1.3.4 Описание турбулентной диффузии с использованием модели случайных блужданий 31
1.3.5 Броуновское движение как пример статистического подхода
Раздел 1.4 Метод расчета и картирование бароклинного радиуса Россби в океане
Глава 2. Модификация метода Девиса и расчеты коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в Индийском океане 40
Раздел 2.1 Особенности циркуляции вод в верхнем слое Индийского океана 40
Раздел 2.2 Модификация метода Девиса для расчета коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в океане по данным дрифтеров 48
Раздел 2.3 Карты максимального и асимптотического коэффициентов горизонтальной турбулентной диффузии в Индийском океане и их
Глава 3. Карты коэффициентов горизонтальной турбулентной диффузии в поверхностном и верхнем квазиоднородном слоях океана и их параметризация 62
Раздел 3.1 Раздельное рассмотрение дрифтеров в зависимости от статуса плавучего якоря и выбор размера квадрата осреднения 62
Раздел 3.2 Карты ктзх и к„ в верхнем квазиоднородном и поверхностном слоях Мирового океана и их интерпретация 66
3.2.1 Тихий океан 71
3.2.2 Атлантический океан 76
Раздел 3.3 Параметризация коэффициентов горизонтальной турбулентной диффузии 80
Раздел 3.4 Дискуссия. Чем отличаются дрифтерные оценки коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии от оценок по формуле Смагоринского и другие вопросы 93
Список литературы 104
- История применения метода лагранжевых частиц для исследования циркуляции вод и турбулентной диффузии в океане
- Описание турбулентной диффузии с использованием модели случайных блужданий
- Модификация метода Девиса для расчета коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в океане по данным дрифтеров
- Карты ктзх и к„ в верхнем квазиоднородном и поверхностном слоях Мирового океана и их интерпретация
История применения метода лагранжевых частиц для исследования циркуляции вод и турбулентной диффузии в океане
Получение сведений об океанских течениях по дрейфу (переносу) плавающих на поверхности предметов имеет длинную многовековую историю. Впечатляющими примерами этого являются остатки потерпевших кораблекрушение китайских рыболовных лодок — джонок — и полые стеклянные шары — предметы оснастки японских рыбаков, выбрасываемые прибоем на тихоокеанское побережье Северной Америки [Sverdrup et al., 1942; Lumpkin and Pazos, 2007], а также кругляки древесины, сплавленные по сибирским рекам в Арктический бассейн и окончательно вынесенные на побережья Исландии и Гренландии. Однако, такие неконтролируемые события могут дать лишь общие представления о крупномасштабных океанских течениях, поскольку неизвестными остаются время и место начала путешествия, а также траектория дрейфующего объекта.
Более точным является определение скорости течения Vс помощью судовых дрейфовых измерений. Скорость движения судна относительно окружающей воды VСВ измеряется с помощью лага, а скорость абсолютного движения судна VC оценивается по повторным навигационным определениям; затем первая скорость вычитается из второй: V=VC – VСВ. Однако, из-за относительно большой ошибки навигационных определений во времена, предшествовавшие внедрению GPS (Global Positioning System), точность оценок скорости течений в большинстве случаев не превышала 0.2 м/с [Richardson and McKee, 1984]. Кроме того, при определении скорости течений по дрейфу судна трудно исключить вклад вызванного ветром экмановского и волнового дрейфа в полученное значение скорости течения. Чтобы минимизировать прямое воздействие ветра на дрейфующий объект при измерениях скорости поверхностных течений, в начале 19 века исследователи начали использовать дрейфующие бутылки, утяжеленные до почти полного погружения в воду. Такие бутылки-дрифтеры снабжались запиской с указанием места и времени их запуска [Sverdrup et al., 1942; Lumpkin and Pazos, 2007]; их использование позволило картировать течения в Северном море [Fulton, 1897; Tait, 1930] и в северо-западной части Тихого океана [Uda, 1935].
Принципиально важным шагом для осуществления измерений истинно лагранжевых временных реализаций скорости в океане было присоединение плавучего якоря или подводного паруса к плавающему предмету — дрифтеру. При этом дрифтер должен был несильно возвышаться над поверхностью моря (чтобы минимизировать прямое воздействие ветра) и в то же время быть достаточно «заметным» для триангуляции с фиксированной точки (например, с заякоренного судна). Наблюдения такого сорта практиковались у Атлантического побережья Северной Америки, начиная с середины 18 века [Franklin, 1785; Lumpkin and Pazos, 2007], и были проведены в различных частях Мирового океана на большинстве из 354 гидрографических станций в знаменитой океанографической экспедиции на судне Челленджер в 1872–1876 гг. [Thomson, 1877; Lumpkin and Pazos, 2007]. Со времен открытия радио сигналы от дрифтера могли передаваться с помощью установленной на дрифтере маленькой антенны и триангулироваться с берега [Davis, 1991]. Дрифтеры такого типа производятся до сих пор. В частности, в программе CODE (Coastal Ocean Dynamics Experiment) было использовано 164 таких дрифтера для картирования течений и их изменчивости, а также для расчета лагранжевых интегральных масштабов и дисперсии у побережья Калифорнии [Davis, 1985].
Исследование процессов горизонтальной турбулентной диффузии в Каспийском, Черном и Балтийском морях, а также в искусственных водоемах с помощью дискретных частиц-дрифтеров было выполнено в серии работ Р. В. Озмидова [Озмидов, 1957, 1959, 1968, 1986], в которых, в частности, был подтвержден закон «степени четырех третей» Ричардсона [Richardson, 1926; Richardson and Stommel, 1948] для зависимости коэффициента относительной турбулентной диффузии от масштаба явления.
Раздел 1.2 Глобальная дрифтерная программа (история развития, современное состояние, применение для изучения горизонтальной турбулентной диффузии в океане) В начале 1970-х годов появилась возможность позиционирования дрифтера посредством спутниковых измерений Допплеровского сдвига излучаемых передатчиком электромагнитных волн, установленном на дрифтере. Такая возможность была впервые реализована со спутников NIMBUS и затем была улучшена введением в эксплуатацию полярно-орбитальных спутников NOAA TIROS-N с использованием системы локации и сбора данных Argos. Вскоре несколько независимых исследовательских групп разработали и запустили отслеживаемые спутниками дрейфующие буи. Один из первых подобных запусков был осуществлен в 1975 г. в рамках Северо-Тихоокеанского эксперимента (North Pacific Experiment – NORPAX). Дрифтеры NORPAX представляли собой фиберглассовые цилиндры длинною в 3 м и диаметром, равным 38 см, с плавучим якорем на глубине 30 м в виде 9-метрового парашюта [McNally et al., 1983]. Набор из 35 дрифтеров с плавучим якорем в виде 200-метрового полипропиленового троса либо с грузом в 25 кг, либо со шторообразным парусом, был запущен в районе Гольфстрима в 1976–1978 гг. [Richardson, 1980]. Эти дрифтеры были впервые снабжены датчиками натяжения троса для индикации статуса плавучего якоря (его наличия либо потери). Большой набор из 300 дрифтеров с системой слежения Argo были запущены в рамках Глобальной программы исследования атмосферы (Global Atmosphere Research Program – GARP). Дрифтеры программы GARP имели различную конструкцию, обычно с длинным (3.4 м) поверхностным поплавком и 100-метровым тросом с 29.5 кг груза (цепь) на конце, а некоторая часть дрифтеров была снабжена флюгерами для измерения скорости ветра. В период 1981–1984 гг. 113 дрифтеров типа HERMES с плавучим якорем в виде шторообразного паруса на 100-метровой глубине были запущены в восточной и северной частях Северной Атлантики [Krauss and Bning, 1987]. В 1983–1985 гг. 53 дрифтера типа TIROS и миниIROS были запущены в Тропической Атлантике в рамках программ SEQUAL (Seasonal Response of the Equatorial Atlantic) и FOCAL (Programme Francaise Ocean-Climat en Atlantique Equatorial). Дрифтеры TIROS имели плавучий якорь в виде шторы площадью 20 м2 на глубине 20 м, а дрифтеры миниIROS имели шторку площадью 2.2 м2 на глубине 5 м [Richardson and Reverdin, 1987]. Дрифтеры TIROS и миниIROS не имели датчиков индикации статуса плавучего якоря, хотя два дрифтера TIROS, поднятые через 217 сут после запуска в море сохранили плавучий якорь в превосходном состоянии [Richardson and Reverdin, 1987].
Описание турбулентной диффузии с использованием модели случайных блужданий
Следует отметить, что статистически диффузию можно также описать как случайный процесс с некоррелированными приращениями координат. При этом в одномерном случае координату z.+i в последующий момент времени tj+1 = tt + At, где А — малое приращение времени, можно записать в виде где z — случайное смещение частицы, которое можно выразить через диффузивность К и приращение времени At так где Kj — значение К в точке zt и At — z-тый член случайной последовательности чисел с распределением Гаусса при нулевом среднем значении и единичной дисперсии. В [Thomson, 1984; Visser, 1997] было показано, что модель случайных блужданий (1.3.19) эквивалентна континуальному уравнению dt dz 2 L J где q(z,t) — вероятность нахождения частицы в окрестности точки z (или пропорциональная вероятности концентрация частиц). Отметим, что под эквивалентностью здесь понимается то, что с увеличением числа степеней свободы профили концентрации q(z,t), полученные в задаче случайных блужданий (1.3.19), неограниченно приближаются к решению соответствующей начально-краевой задачи (1.3.20). Уравнение (1.3.20) является упрощенным случаем уравнения Фоккера-Планка [Risken, 1984], которое следует отличать от уравнения диффузии Фика
В случае неоднородной диффузивности 0 K(z) const уравнение (1.3.20) и его стохастический эквивалент (1.3.19) будут описывать процесс со свойствами, отличными от классической диффузии. В качестве примера в [Visser, 1997] описан численный эксперимент со случайным блужданием частиц, которые в начальный момент времени были однородно распределены в слое с неоднородной диффузивностью и отражающими границами. При описании случайных блужданий уравнением (1.3.19) первоначально однородное распределение частиц вскоре нарушалось и частицы аккумулировались там, где диффузивность минимальна. Следовательно, применение «наивной» модели случайных блужданий (1.3.19) в случае неоднородной диффузивности приводит к трансформации первоначально однородного распределения частиц в неоднородное, что противоречит традиционной концепции диффузии.
Использование уравнения (1.3.19) в условиях придонного слоя моря привело бы к нереалистичному «вымыванию» взвешенных частиц из придонного турбулентного пограничного слоя, где К имеет максимум, и их аккумуляции в вышележащих слоях. Чтобы избежать этого в [Журбас и др., 2010] и [Лыжков, 2012] было применено уравнение случайных блужданий, адаптированное к случаю неоднородной диффузивности [Thomson, 1984; Visser, 1997] , дК
Броуновское движение — беспорядочное движение микроскопических видимых, взвешенных в жидкости или газе частиц твердого вещества, вызываемое тепловым движением молекул жидкости или газа путем многократных соударений частиц и молекул. Броуновское движение связано с тепловым движением молекул, но не следует смешивать эти понятия. Броуновское движение является следствием и свидетельством существования теплового движения.
Динамические гипотезы броуновского движения:
Поскольку размер броуновских частиц многократно превышает размер молекул, то движение броуновской частицы испытывает вязкое сопротивление со стороны окружающей жидкости, которое можно описать формулой Стокса = -6шМи, где F — сила сопротивления, действующая на сферическую частицу радиуса а, двигающуюся со скоростью ив среде с молекулярным коэффициентом динамической вязкости n = pv;
Размер броуновской частицы достаточно мал, чтобы ощущать эффект соударений с молекулами.
В соответствии с вышеприведенными динамическими гипотезами, движение броуновской частицы можно описать стохастическим дифференциальным уравнением Ланжевена [Langevin, 1908] dt где р = 6па\л/т, т — масса частицы, A() — случайное ускорение, приобретаемое частицей из-за соударений с молекулами. Интегрирование уравнения (1.3.23) дает u = u0 exp(-/fr) + exp(-/»)Jexp(0!r )A(f )# . (1.3.24) Из решения (1.3.24) следует, что при »р-1 частица забывает свою начальную скорость u0, поскольку первый член в правой части (1.3.24) стремится в 0, а второй член не зависит от u0. Пользуясь решением (1.3.24) и принимая во внимание, что только первый член в правой части (1.3.24) дает вклад в автокорреляцию скорости, можно получить выражение для автокорреляции скорости броуновской частицы:
Подставляя (1.3.25) в формулу Тейлора (1.3.6), получаем выражение для эффективного асимптотического коэффициента диффузии броуновской частицы Кв:
В соответствии с законом равнораспределения кинетической энергии по степеням свободы в статистической механике, кинетическую энергию х-компонента броуновской частицы можно выразить через абсолютную температуру Тк и константу Больцмана к: 2 Из уравнений (1.3.26 - 1.3.27) окончательно приходим к известной формуле Эйнштейна [Einstein, 1905] для эффективного коэффициента диффузии броуновской частицы к =kTK . (1.3.28)
Модификация метода Девиса для расчета коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в океане по данным дрифтеров
Дрифтеры, запускаемые в приповерхностный слой океанов и морей и отслеживаемые с помощью спутников, неоднократно использовались для оценок эффективного коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в различных регионах Мирового океана [Colin de Verdiere, 1983; Poulain and Niiler, 1989; Paduan and Niiler, 1993; Griffa et al., 1995; Swenson and Niiler, 1996; Bauer et al., 1998; Oh, Zhurbas and Park, 2000; Oh and Zhurbas, 2000; Журбас и Ох, 2001; Lumpkin et al., 2002; McClean et al., 2002; Журбас, Ох и Пыжевич, 2003; Журбас, Зацепин и др., 2003; Zhurbas and Oh, 2003, 2004; Poulain et al. 2005; Rupolo, 2007; Salle et al., 2008]. В работах [Oh, Zhurbas and Park, 2000; Zhurbas and Oh, 2003, 2004] был предложен практический метод построения карт коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии K по данным дрифтеров, согласно которому в качестве K используется меньший из главных компонентов тензора диффузии Дэвиса [Davis, 1987, 1991] и половины скорости роста тензора дисперсии лагранжевой частицы, рассчитанные по данным дрифтеров в квадратах 55. Метод был применен для построения карт K в Тихом и Атлантическом океанах на основе массива данных, собранного в рамках программы Global Drifter Program/Surface Velocity Program (GDP/SVP) за период 1979–1999 гг. Основными задачами предыдущих работ [Oh, Zhurbas and Park, 2000; Zhurbas and Oh, 2003, 2004] были демонстрация работоспособности предложенного метода и интерпретация полученных карт K (т.е. установление связи между пространственными распределениями K и особенностями поля течений в верхнем слое Тихого и Атлантического океанов). С тех пор объем дрифтерных данных увеличился более чем в три раза (см. Рис. 2.2.1) и было достигнуто более равномерное покрытие всей акватории Мирового океана (за исключением полярных областей с ледовым покровом). В свете открывшихся новых возможностей для исследований, одной из целей настоящей работы являлось получение по данным дрифтеров оценок коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в Индийском океане в квадратах 22 и анализ полученных пространственных распределений K в зависимости от особенностей поля поверхностных течений, что было недоступно ранее из-за недостаточного количества дрифтерных данных. Поскольку Индийский океан характеризуется сильной сезонной изменчивостью поля течений, связанной с муссонами, возникла необходимость решить вспомогательную задачу, а именно модифицировать предложенный ранее метод оценивания коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии так, чтобы расчет K производился относительно сезонного хода средних течений.
Распределение дрифтерных данных на акватории Мирового океана: п — количество оценок координат и скорости дрифтеров в квадратах 1х1 с 6-часовым интервалом за периоды 1979-1999 гг. (а) и 1979-2011 гг. (Ь). Необходимость модификации изложенного в параграфе 1.3 настоящей диссертации метода расчета коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в океане по данным дрифтеров была также вызвана недавним открытием эффекта подавления коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в сильных океанских течениях [Ferrari, Nikurashin, 2010; Klocker et al., 2012a,b].
Было показано [Klocker et al., 2012a,b], что автокорреляция скорости лагранжевой частицы состоит из экспоненциально затухающей и осциллирующей частей, причем последняя зависит от фазовой скорости вихрей относительно среднего течения (см. Рис. 2.2.2). Если вихри перемещаются со скоростью, отличной от скорости среднего течения, то осциллирующая часть производит отрицательный участок автокорреляционной функции, который исчезает при условии совпадения скоростей переноса вихрей и среднего течения. диффузии K(T) = (u 2) R(f)dT (нижние графики) в случае экспоненциально убывающей автокорреляции (слева) и осциллирующей экспоненциально убывающей автокорреляции (справа).
Отрицательный участок автокорреляции приводит к ослаблению диффузии, уменьшая значение интеграла от автокорреляции, который и является коэффициентом турбулентной диффузии. По этой причине коэффициент горизонтальной турбулентной диффузии, рассчитанный путем интегрирования автокорреляции скорости лагранжевой частицы в пределах первого положительного участка (до первого пересечения нуля), что эквивалентно взятию в качестве коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии максимума функций к (т) и/или /t2 (r), может существенно превышать асимптотическую величину коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии при больших значениях т. С другой стороны, поскольку дисперсия трассера х 2(t) = 2\K(z)dz определяется путем интегрирования коэффициента турбулентной диффузии по времени, представляется целесообразным рассмотреть как максимальную, так и асимптотическую величину коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии Kmax =[max +к 2)]/2 и Кп =[ (гтах) + (гтах)]/2, соответственно, где Т_
— максимально допустимое значение сдвига по времени. На практике при работе с глобальным массивом океанских дрифтеров принималось значение Ттах = 40 сут. Отметим, что использование слишком больших значений Гтах чревато потерей точности расчетов, поскольку стандартная ошибка статистических оценок ктак и к„ возрастает пропорционально г12 [Davis, 1991].
Описанный выше метод расчета кш и к„ подразумевает, что не только мезомасштабные вихри, но любой вид внутрисезонной, сезонной и междугодовой изменчивости поля скорости может давать свой вклад в боковое перемешивание. В принципе, метод можно легко модифицировать так, чтобы дисперсия трассера рассматривалась относительно сезонного хода средних течений. Это особенно актуально в Индийском океане, где картина средних течений в поверхностном слое кардинально изменяется при смене зимнего муссона на летний и наоборот. Чтобы осуществить такую модификацию, псевдотраектории, подвергавшиеся осреднению в формулах (1.3.7) и (1.3.9), были разбиты на 12 частей в зависимости от того, к какому месяцу года относится начальный момент времени to. Такие статистики как тах 2 + 2), к2 (гтах), к2(ттах) и ЕКЕ в пределах заданного квадрата 22 вычислялись для каждого месяца в отдельности, а затем производилось осреднение по 12 месяцам.
Для расчетов ктіЖ и к„ в Индийском океане использовались данные глобального массива дрифтеров GDP/SVP за период 1979-2011 гг., причем ряды траекторий и скоростей дрифтеров не подвергались низкочастотной фильтрации с целью удаления инерционных и приливных эффектов.
Карты ктзх и к„ в верхнем квазиоднородном и поверхностном слоях Мирового океана и их интерпретация
aСледуя методикам, изложенными в параграфе 3.1, были получены оценки Kтзх и Kшв квадратах 5 х 5 на глобальной сетке с шагом 2 по долготе и широте и построены карты максимального и асимптотического коэффициентов горизонтальной турбулентной диффузии в верхнем квазиоднородном (рис. 3.2.1) и поверхностном (рис. 3.2.2) слоях Мирового океана, а также соответствующие карты отношения K /K (рис. 3.2.3) и удельной плотности кинетической энергии вихрей EKE (рис. 3.2.4), которую в отечественной научной литературе традиционно называют удельной кинетической энергией горизонтальной турбулентности. Отметим, что при расчетах Kтах, Kт и EKE, показанных на рис. 3.2.1-3.2.4, производилась предварительная низкочастотная фильтрация временных рядов координат и скоростей дрифтеров для подавления высокочастотных колебаний с периодами меньше двух суток, что позволило устранить (или сильно ослабить) инерционные и приливные колебания.
Получено, что экстремально большие значения Kтах, которые наблюдаются в области сильных океанских течений, примерно одинаковы в верхнем квазиоднородном и поверхностном слоях, тогда как в Мировом океане в целом оценки максимального коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии в поверхностном слое в полтора-два раза выше, чем в квазиоднородном слое (сравнение рис. 3.2.1а с рис. 3.2.2а). Аналогичная тенденция наблюдается и на картах K„ (сравнение рис. 3.2. 1b с рис. 3.2.2Ь). Действительно, изолиния K = lxlO4 м с1, выделенная красно-сиреневым контрастом, оконтуривает области очень высоких значений K„ IXIOм с"1, площадь которых на рис. 3.2.1а и рис. 3.2.2а примерно одинакова, тогда как изолиния Kт = 1X103 м с, выделенная на сине-голубым контрастом, оконтуривает области низких значений Kтах 1х103 м с1, площадь которых на рис. 3.2.1а в несколько раз больше, чем на рис. 3.2.2а. Такая ситуация объясняется тем, что в сильных океанских течениях, где генерируются мощные мезомасштабные вихри, роль Экмановского дрейфа незначительна и, как следствие, статистические характеристики изменчивости скорости течений в верхнем квазиоднородном и поверхностном слоях примерно одинаковы, тогда как вне области сильных океанских течений относительная роль Экмановского дрейфа возрастает.
Карта отношения Kтах/K„ показала максимальные значения в пределах 3-5 в сильных зональных океанских течениях, таких как Североатлантическое течение, Продолжение Куросио, Возвратное течение мыса Игольного, Межпассатное противотечение в экваториальной зоне Атлантического и Тихого океанов и др. (см. рис. 3.2.3). Вследствие существенного понижения значений Kа относительно ктіж в сильных океанских течениях величина асимптотического коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии ка как в верхнем квазиоднородном, так и в поверхностном слоях не превышает 1хЮ4 м с1 на всей акватории Мирового океана (рис. 3.2. 1b и рис. 3.2.2Ь).
Что касается карт ЕКЕ, то в поверхностном слое уровень ЕКЕ в 1.5-2 раза выше, чем верхнем квазиоднородном слое, причем, в квазиоднородном слое, в отличие от поверхностного слоя, имеется тенденция к уменьшению ЕКЕ в направлении высоких широт.
Более детально связь изменчивости к и кгх с картиной поверхностной циркуляции в Индийском океане была описана выше в параграфе 2.3; здесь же мы дадим аналогичное описание для случая Тихого и Атлантического океанов. В целом, средние широты в западной части Тихого океана характеризуются более высокими значениями к ик, чем в восточной части океана. Имеется max «J язык высоких значений Ктах,К„ 5 х 103 м с1, который начинается у восточного берега Японии, вытягиваясь на восток между 31 и 40 с.ш. до 180 в.д. Этот язык, несомненно, связан с системой течений Куросио и Продолжение Куросио, которая, как известно, является мощным генератором фронтальных вихрей-рингов. Повышенный уровень ктзх и к„ в зоне около 50 ю.ш. вероятно вызван бароклинной неустойчивостью Антарктического циркумполярного течения (см., например, [Visbeck et al, 1997]). Исключительно высокие значения коэффициентов горизонтальной турбулентной диффузии ктт (до 2X104 мс) и ка (до lxio мс1), наблюдающиеся в восточной части экваториальной Пацифики, приурочены к Южному пассатному течению (ЮПТ) и Межпассатному противотечению. Обычно ЮЭТ состоит из двух ветвей — отдельных западных течений с обеих сторон от экватора, причем северная ветвь не распространяется к востоку от линии смены даты, тогда как южная ветвь, расположенная примерно на 5ю.ш., достигает окрестностей Новой Гвинеи. Двуветвистая структура ЮПТ в восточной Пацифике подвержена сильной сезонной изменчивости, так что в апреле существует обратный, восточный перенос между ветвями, а в октябре обе ветви сливаются в единое западное течение [Reverdin et al., 1994]. Отметим, что максимальные значения ктт и кт наблюдаются в северной ветви ЮПТ, тогда как южная ветвь характеризуется умеренными значениями этих коэффициентов. Район высоких значений Kmsx и ка, прилегающий к тихоокеанскому побережью Центральной Америки между 7 и 15с.ш., обусловлен теплыми антициклоническими вихрями, которые, вероятно, формируются в результате сохранения потенциальной завихренности при повороте Межпассатного противотечения (МППТ) на север при приближении к восточной границе океана [Hansen and Maul, 1991].
Очень высокие значения коэффициентов горизонтальной турбулентной диффузии к (до 2x10 мс) и ка (до lxio мс1) встречаются в западной экваториальной Пацифике в районе островов Новой Гвинеи и Минданао. Значительное усиление горизонтального перемешивания здесь определяется исключительно сложной картиной поверхностной циркуляции [Godfrey, 1996]. Во-первых, направленное на запад ЮПТ у западной границы океана поворачивает на север и затем на восток, формируя Хальмахерский вихрь (Halmahera Eddy) и вливаясь в МПП Т. Во-вторых, направленное на запад Северное пассатное течение (СПТ) здесь поворачивает на юг и затем разделяется на две ветви. Одна ветвь поворачивает на запад, питая Индонезийское течение (Indonesian Throughflow), которое переносит воду в верхнем слое из Тихого океана в Индийский океан. Вторая ветвь поворачивает на восток, формируя вихрь Минданао (Mindanao Eddy) и вливаясь в СППТ.
На первый взгляд кажется неожиданным, что мощное, направленное на запад СПТ характеризуется глубоким минимумом коэффициента горизонтальной турбулентной диффузии тахДо0 Зх103 м2с"1 между 10 и 15с.ш.
Альтиметрические спутниковые данные также указывают на минимальные уровни ЕКЕ, приуроченные к СПТ в широтном полосе от 10 до 15с.ш. [Qiu, 1999]. Низкий уровень кинетической энергии вихрей в СПТ связан как с расположением этого течения в низких широтах, так и его однонаправленностью, что затрудняет выполнение условий, необходимых для реализации бароклинной неустойчивости [Qiu, 1999].
Восточное Австралийское Течение (ВАТ) является западным пограничным течением субтропического круговорота в Южной Пацифике — эквивалентом Гольфстрима в Северной Атлантике и Куросио в Северной Пацифике. Яркой особенностью ВАТ, отличающей его от остальных западных пограничных течений, является то, что бароклинные вихри, формируемые на его пути, обладают очень большой кинетической энергией относительно энергии среднего потока, а перенос массы вихрями в несколько раз превышает средний перенос, осуществляемый ВАТ [Натоп, 1965; Godfrey and Golding, 1981]. Еще одной особенностью ВАТ является наличие сильного сезонного цикла поверхностного потока: амплитуда сезонных вариаций расхода ВАТ достигает 6 Sv, что сравнимо со средним значением расхода в 9.5 Sv [Ridgway and Godfrey, 1997]. Заметим, что согласно рис. 3.2.1 и 3.2.2 язык высоких значений тах и ка в южных субтропиках начинается в окрестности точки отрыва ВАТ от побережья Австралии (мыс Сахарная голова — the Sugarloaf Point — на 3230ю.ш. [Godfrey et al, 1980]).
