第 50 卷

第2期

2019 年

3 月

海

洋

与

湖

沼

Vol.50, No.2

OCEANOLOGIA ET LIMNOLOGIA SINICA

Mar., 2019

吐噶喇海峡内潮的能量收支和大小潮变化*
婕1郜
(1. 中国海洋大学 海洋与大气学院青岛环境科学研究中心

摘要

毛新燕 1

郭新宇 2, 3, 4①

266100; 2. 中国海洋大学 环境科学与工程学院

爱媛790-8577; 4. 日本海洋研究开发机构

青岛

神奈川

266100; 3. 爱媛大学 沿岸236-0001)

吐噶喇海峡是西北太平洋重要的内潮产生区域, 该区域内产生的内潮对于东海陆架和西北

太平洋的混合和物质输运有十分重要的作用。水平分辨率为 3km 的 JCOPE-T(Japan Coastal Ocean
Predictability Experiment—Tides)水动力学模式的结果表明, 吐噶喇海峡的内潮主要产生在地形变化
剧烈的海山和海岛附近, 其引起的等密面起伏振幅可达 30m。吐噶喇海峡的内潮在垂直于等深线方向分为两支向外传播: 一支向西北方向传播, 进入东海陆架后迅速减小; 另一支向东南方向传播,进入西北太平洋。吐噶喇海峡潮能丰富, 其在约半个月内的平均输入的净正压潮能通量为 13.92GW,
其中约有 3.73GW 转化为内潮能量。生成的内潮能量有 77.2%在当地耗散, 传出的内潮能通量为
0.84GW, 主要通过西北和东南两个边界传出。该区域潮能通量有显著的大小潮变化, 大潮期间输入的正压潮净能通量和产生的内潮能通量均约为小潮期间的 2 倍, 但其主要产生区域基本不变, 且内
潮能量耗散比率均在产生的内潮通量的 76%—79%。另外, 内潮能通量的传播方向也没有发生变化,仍主要通过西北和东南两个边界传出。 因此, 大小潮的变化仅影响吐噶喇海峡处产生的内潮能量的
大小, 不影响其产生区域、传播方向和耗散比率。
关键词吐噶喇海峡; 内潮; 大小潮; JCOPE-T (Japan Coastal Ocean Predictability Experiment—
Tides)
中图分类号
P722.6
doi: 10.11693/hyhz20181000251

吐噶喇海峡位于琉球岛链北部, 是大隅海峡南太平洋 M2 内潮能量约为 338GW, 其中 84%产生

端屋久岛与奄美大岛之间水域的总称。其宽约 203km,

于岛屿陆坡等地形处(Munk et al, 1998)。由于地形和

平均水深 634m, 是连接东海与西太平洋的重要水道

层结的不同, 西太平洋的内潮能量约比东太平洋大 2(林葵等, 1995; 孙湘平, 2006)。吐噶喇海峡潮能量显

—3 个量级(Niwa et al, 2001)。西北太平洋中约有

著, 地形复杂, 水体层化较强, 适宜内潮生成与传播,

35GW 正压潮能量转化为内潮能量, 其中吐噶喇海

是西北太平洋中非常重要的内潮生成区域(Varlamov

峡、吕宋海峡、伊豆群岛、小笠原群岛为 M2 内潮主et al, 2015)。内潮生成后,进一步通过非线性演化与耗

要生成区域(Varlamov et al, 2015)。吐噶喇海峡处 M2

散将能量向海洋小尺度运动转化, 促进海洋内部混

分潮内潮能量仅次于吕宋海峡, 为西北太平洋第二合(Baines, 1982; Munk et al, 1998; Laurent et al, 2002);

大内潮产生区域(Niwa et al, 2001; 2004)。Zhu 等(2017)

同时, 它所造成的营养盐输入促进浮游植物的生长

利用船载 ADCP(Acoustic Doppler Current Profiler)观

以及珊瑚的繁殖, 对海洋生态学具有重要的意义(方测数据研究了吐噶喇海峡处潮流和表层环流, 结果欣华等, 2005; Sharples et al, 2007; Jan et al, 2009;

表明: 吐噶喇海峡处半日潮以 M2 分潮为主, 最大潮Lucas et al, 2011)。

流振幅约为 0.27m/s; 全日潮以 K1 分潮为主, 最大潮* 国家自然基金项目, 41576010 号; 中央高校基本业务费, 2015120004 号; 日本爱媛大学全国共同利用研究基地 LaMer(Leading Academia in Marine and Environment Pollution Research)。郜

婕, 硕士研究生, E-mail: gaohexizi@163.com① 通信作者: 郭新宇, 博士生导师, 教授, E-mail: guoxinyu@sci.ehime-u.ac.jp
收稿日期: 2018-10-25, 收修改稿日期: 2018-11-16

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流振幅约为 0.21m/s; 潮流椭圆的垂向结构中则显示式(Miyazawa et al, 2009)的高分辨率潮汐驱动的海洋表层以下的潮流流速呈现复杂的变化规律, 甚至多环流预报模式。JCOPE-T 由表面动量、热量和淡水通

次反向, 有明显的内潮信号。前人也利用船载

量驱动, 包括潮汐过程和淡水径流(日本的 47 条主要CTD(Conductivity Temperature Depth profiler) 和

河流, 朝鲜半岛的 3 条河流, 7 条中国主干线陆地河流

ADCP 探测吐噶喇海峡处内潮的产生和传播, 发现吐

和 1 条台湾省的河流)。模式的水平分辨率为 1/36°(约噶喇海峡处生成的内潮在向外海传播过程被黑潮地为 3km), 覆盖了西北太平洋的一部分: 24°—48°N 和

转涡度所阻碍(Rainville et al, 2004)。Tsutsumi 等(2017)

125°—148°E; 垂向分辨率为 47 个 σ 层, 适用于吐噶

利用 ADCP 观测数据分析了吐噶喇海峡处的湍流混

喇海峡区域地形复杂、岸线曲折且岛屿众多的情况。

合, 认为内潮引起的水平流速的垂向剪切会显著影

模式内模时间步长为 2s, 外模时间步长为 60s, 计算响当地的湍流耗散。

结果每小时输出一次。水平湍黏性系数和水平物质扩

前人对吐噶喇海峡做了多方面的研究工作, 但

散系数采用 Smagorinsky(1963)给出的公式计算。垂是对于内潮生成及传播过程尚缺乏明确的量化, 尤

向 的 黏 性 和 扩 散 系 数 使 用 了 改 进 的 Mellor-Yamada

其是大小潮期间内潮能量的具体收支变化还不清楚。

2.5 阶湍流封闭模型(Mellor et al, 1982)。

因此, 本文将利用高分辨率的海洋模式结果开展相

JCOPE-T 海洋环流预报模式已经成功地应用于关研究, 明确量化吐噶喇海峡处内潮能量的收支及

日 本 海 洋 预 报 及 科 研 的 各 项 工 作 中 : Varlamov 等

其随大小潮的变化。

(2015)比较 JCOPE-T 模式结果和卫星观测数据, 指出该模式可以较好地模拟反映西北太平洋的潮汐特征,1

数据简介和验证

并进一步分析了西北太平洋内潮的能量分布及内潮

JCOPE-T(Japan Coastal Ocean Predictability
Experiment—Tides)模式是日本海洋研究开发机构( J a p a n A g en c y f o r M a r i n e - E a r t h S c i e n c e a n dTechnology, JAMSTEC)基于 POM(Princeton Ocean

主 要 产 生 区 域 的 影 响 因 素 。 Takagi 等 (2017) 则 在

Model)模式所研发的, 采用三维斜压原始控制方程32°N 海域(图 1a 红线所围区域)2015 年 11 月的模拟结

组的有限体积海洋模型。它是一个嵌套在 JCOPE2 模果, 对吐噶喇海峡处的内潮产生和传播机制进行研究。

图1
Fig.1

JCOPE-T 模拟结果的基础上利用轨迹追踪计算了日
本海海底甲烷气体泄漏后的运移路径。
本文选择 JCOPE-T 模式在 126°—132°E 和 27°—

研究区的水深和 M01 观测站位置(a)以及区域位置(b)The topography of model domain showing the mooring location M01 (a) and the geographical background (b)此外, 本文分析了日本 OMIX 项目(Ocean Mixing

M01(129°51′E, 30°21′N)处水深为 650m, 于 573m 处放

Processes, http://omix.aori.u-tokyo.ac.jp/ en/ )2015 年

置 75kHz 的 ADCP 向上观测。观测时间为 2015 年 11

M01 潜标观测数据,用于验证 JCOPE-T 模式结果。

月 15 日 8: 00—2015 年 11 月 21 日 12:00, ADCP 数据时2期

郜婕等: 吐噶喇海峡内潮的能量收支和大小潮变化间分辨率为 1min; 数据的垂向分辨率为 8m。

271

Vku ( x, y, z , t ) ; 再对两组数据的潮频流速进行垂向平为进一步分析比较该点的潮流特征, 对观测数

均得到正压潮流速 Vbt ( x, y, t ) (公式(1), H 为水深),据和 JCOPE-T 模拟 的 结 果做 了 下述 处理 : 先 利 用

潮频流速和正压潮流速的差定义为内潮流速

Matlab 自 带 的 Butter 带 通 滤 波 器 ( 通 带 截 止 频 率

Vbc ( x, y, z , t ) (公式(2))。

6

8.4  10 Hz 通 带 最 大 衰 减 5dB, 阻 带 截 止 频 率

1 0
V ( x, y, z , t )dz ,H  H
Vbc ( x, y, z , t )  V ( x, y, z , t )  Vbt ( x, y, t ),Vbt ( x, y, t ) 

6

0.7  10 Hz , 阻带最大衰减 30dB)和低通滤波器, 得

到 各 自 的 潮 频 流 速 V ( x, y , z , t ) 和 低 频 背 景 流 速

(1)
(2)

图2

M01 观测点的正压潮流速的振幅(1)、东西向内潮流速(2)、南北向内潮流速(3), 东西向低频黑潮流速(4)和南北向低频黑潮流速(5)Fig.2

The amplitude of barotropic tidal velocity(1), the east-west baroclinic tidal velocity (2), the south-north baroclinic tidal velocity(3), the east-west Kuroshio velocity (4), the south-north Kuroshio velocity (5)注: 左列为 ADCP 观测结果(a); 右列为 JCOPE-T 模式数据(b)将 JCOPE-T 模拟结果与 M01 点的观测数据结果对比可知(图 2), 模拟结果可以基本反应该点的黑潮层的垂向分辨率较低, 模式模拟结果不能充分显示
内潮的复杂垂向结构特征。

特征: 黑潮在该处弯曲, 流动方向在该处转向东南;综合比较可得, JCOPE-T 模式模拟结果和 ADCP

东西向流速大于南北向流速, 东西向流速最大值约

观测结果基本一致, 模式较好地反映了该地正压潮为 0.85m/s, 而南北向流速最大值约为 0.5m/s; 表层

流和内潮流速的大小和位相等基本特征, 基本体现至 200m 处流速较大, 200m 以深, 随着深度的增加,了该地的黑潮信号, 可用于分析吐噶喇海峡处内潮黑潮的流速逐渐减小。同时, 模拟结果可以很好地反产生和传播特征。应该指出, 由于观测站点有限, 观

映 M01 点的潮流: 两者正压潮流的大小和变化特征测时间较短, 仅对观测数据的分析是很难揭示内潮基本一致, 正压潮流以半日潮和全日潮周期为主, 其在该海区的产生和传播。

流速最大值约为 0.15m/s; 两者内潮流速的大小和变
化周期也基本一致, 内潮能量的传播方向也基本一致。由于模式采用一般 σ 分层, 在水深较深的海域底2

等密面起伏分析
海水内部等密度面的起伏情况能够很好地刻画

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内潮的生成、传播以及分布情况。因此, 本文选取了

中间存在着数条浅黄色和浅蓝色的条纹, 这是由于

100、250、500 和 1000m 不同深度来探讨等密面起伏的

复杂地形处的内潮波多次反射导致的。而东海陆坡处

分布情况。首先根据当地月平均的密度场, 计算得到密

产生的内潮, 随着水深变浅, 在海底和海面之间多次度垂向梯度, 并据此将每层的密度扰动反算得到密度

反射, 其等密度面起伏的振幅由 20m 迅速衰减为 5m。

起伏(公式 3)。
由于 JCOPE-T 模式采用的是一般  分层,比较图 3a 和图 3b, 250m 处的密度起伏状况与

因此绘制水平分布图时通过线性插值的方法, 计算出

100m 处很相似, 但在九州岛东南海域的 200m 等密面

各个深度层上密度起伏的水平分布状况, 进行绘图。

起伏较 100m 更为明显一些。对比图 3 不同深度处的

d*
.
(3)
dz
其中,  为等密面起伏, * 为月平均的密度场,  

等密面起伏情况可知, 内潮在吐噶喇海峡向太平洋
向东海陆架传播时也有不同程度的衰减。值得注意的为密度扰动。图 3a 中, 内潮在吐噶喇海峡附近时产

一点是, 该区域向太平洋内部传播的内潮能够影响

生的等密度面起伏最大, 其振幅可达 30m; 东海陆坡

的深度超过 1000m。由于吐噶喇海峡处复杂的地形特和奄美群岛处也有较大的等密度面起伏产生。内潮自征, 各岛屿、海山地形处产生的内潮在传播过程中相

吐噶喇海峡向外传播过程中, 颜色深的黄色条纹后互影响, 难以区分。因此, 从能量的角度去分析, 有面紧接着蓝色条纹, 并且在两条颜色深的黄色条纹助于对于该海域内潮的进一步认识。

  /图3
Fig.3

传播时引起的等密面起伏与上层相比显著减小, 在

模式 2015 年 11 月 14 日 0 时, 水深 100、250、500 和 1000m 等密面起伏

The movement of Isopycnal at the depth of 100, 250, 500 and 1000 m, at 0:00, Nov. 14, 2015

Ebt  0 gHVbt ,3

内潮能量收支分析

3.1

正压潮能通量正压潮能通量, 又称正压潮能通量密度, 即单位

平均, 0 为海水平均密度, 取为 1025kg/m3; g 为重力时间内通过海底至海面单位宽度断面的正压潮能。本文正压潮能通量计算公式如下( 吴 頔 等, 2015; 单位:

水位和流速。由正压潮能通量的矢量分布图(图 4)可W/m):得, 正压潮主要垂直于等深线自东南进入吐噶喇海

其中, Ebt 为正压潮能通量,(4)

表示 14 个全日潮周期

加速度, 本文取 9.8m/s2。  、Vbt 分别表示正压潮的

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郜

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婕等: 吐噶喇海峡内潮的能量收支和大小潮变化从图 5 可以看出, 内潮主要生成在海山、海岛等峡。由于地形的作用, 能通量在吐噶喇海峡处急剧增

地形陡峭处(等深线较密处)。吐噶喇海峡是主要的内大, 并由东北方向转向西北偏北方向。
计算得到, 通过西北边界的正压潮能通量约为

潮生成区域, 除此之外东海陆坡、奄美大岛南端也有43.15GW(以进入到图 4 蓝框所示边界为正), 通过

大量内潮生成。由于吐噶喇海峡处岛屿众多, 其内潮

西南边界的正压潮能通量为 5.10GW, 通过东南边

的生成区域也零星散布, 十分复杂。这一分布特征也

界的正压潮能通量为 60.06GW, 通过东北边界的正

与 Niwa 等(2004)通过 POM 模式模拟的结果相一致。

压潮能通量为 2.11GW。即绝大部分正压潮能量通过

对图 5 所示的蓝框内的潮能转化率进行积分可东南边界传入, 在吐噶喇海峡转向后经西北边界向得, 吐噶喇海峡处由正压潮向内潮转化的能通量约外传播, 其净正压潮能通量为 13.92GW。

为 3.73GW, 这和 Varlamov 等(2015)计算所得的吐噶喇海峡处 M2 内潮能转化率为 3.8GW 大小基本一致。
结合前文计算结果分析可得, 吐噶喇海峡处正压潮净能通量约为 13.92GW, 其中有 3.73GW(26.80%)转
化为内潮能量, 两者的差值 10.19GW(73.20%)的正压
潮能量由于底摩擦等耗散在吐噶喇海峡。

图4
Fig.4

吐噶喇海峡处的正压潮能通量分布

Distribution of barotropic energy flux at the Tokara Strait

注: 红色(蓝色)数字表示传入(传出)吐噶喇海峡深度积分的能通
量; 蓝框表示积分区域(余同)3.2 内潮能转化率
目前人们普遍接受的内潮生成机制是潮地生成

图5
Fig.5

机制, 即内潮是由正压潮流、层化的海水和变化的地

注: 黑线表示等深线(单位: m)

形共同作用生成。本文参照 Legg 等(2006)提出的公式, 利用正压潮流速和内潮导致的扰动压强估算内潮潮能转化率(Conversion rate, 单位: W/m2)。周期平均的内潮能转化率可以用公式(5)计算:P  ph Vbt H ,吐噶喇海峡处内潮的潮能转化率的水平分布
Distribution of conversion rate from barotropic tide tobaroclinic tide at the Tokara Strait

3.3

内潮能通量
为了进一步研究内潮能量在该区域附近的传播情况, 可以利用内潮流速和内潮导致的压强扰动在(5)

垂向上的积分计算内潮能通量(Holloway, 1996)。周期

其中, H 为地形梯度; ph  p ( H , t ) 为海底的扰动

平 均 的 内 潮 能 通 量 可 以 用 公 式 (8) 计 算 ( 单 位 ,W/m)(Munroe et al, 2005):

压强。其中扰动压强 p  的计算公式为:0p ( z , t )  psurf   g (  ( z , t )   mean )d z ,
z

(6)

Ebc 



 H pVbc dz .

(8)

其中,  mean 为月平均的密度, surf 为斜压的海表面由图 6 可以看出, 内潮自吐噶喇海峡产生并逐渐压强。由于垂向积分的扰动压强为零(Kunze et al,

向其周围海域传播。该地产生的内潮由于岛屿地形的2002), 即:

0 H pdz  0 。由此获得斜压海表面压强:

psurf  

1 0 0
g (    mean )d z dz ,H  H z(7)阻碍主要分为两支, 大部分垂直于等深线向东南传
入太平洋深层; 小部分向西北传入浅海陆架区, 这一结果和 Guo 等(2012)得到的结论基本一致。

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其中, 通过西北边界的内潮能通量约为 0.29GW,由图 7 可知, 通过西北和东南两个边界的正压潮通过西南边界的内潮能通量为0.09GW, 通过东南边(内潮)能通量显著大于其他两个边界, 且在大小潮期

界的内潮能通量为0.58GW, 通过东北边界的内潮能间保留着一致的变化趋势。对于四个边界来说, 大潮

通量为0.07GW。该区域内产生 3.73GW 内潮能量中

时期传入(传出)四个边界的能量显著大于小潮时期传约0.84GW 的内潮能量通过边界传至浅海和太平洋,

入(传出)的能量, 但是其正负(传入/传出)不受大小潮

绝大部分能量经过东南边界、西北边界传出, 特别的,影响。即, 大小潮仅仅会影响正压潮和内潮传入(传出)尽管吐噶喇海峡内部产生的能量部分通过西南边界

的能量的大小, 而不影响其方向。

向外传出, 仍有大量内潮能量(约 0.14GW)自奄美大进一步分别取 14 个全日潮周期平均和大小潮期

岛南端产生并经西南边界传入吐噶喇海峡。东海陆架间 25h 平均, 计算平均潮、大潮和小潮正压潮能通量陆坡处对于 M2 分潮为亚临界地形, 内潮在浅海区继

和内潮能转化率、内潮能通量, 绘制其分布图(图 8)

续传播直至耗散。

并计算通过各个边界的值和区域内积分(表 1)。

观测和数值模拟的结果显示, 高模态的内潮在综合图 4—图 8 和表 1 可得: 大潮和小潮时期,

源地耗散, 促进当地的混合; 低模态内潮传播到东海

吐噶喇海峡正压潮能量的传入和传出方向不变, 主和太平洋深层, 最远可到距源地 1000km 之外的海区

要通过东南边界传入、西北边界传出; 大潮时期自太(Jan et al, 2009)。区域内积分的内潮潮能转化率减去

平洋传入吐噶喇海峡的正压潮能量(17.74GW)约为小

通过边界上传出的内潮能通量即为当地耗散的内潮

潮时期传入能量(9.75GW)的 1.8 倍; 吐噶喇海峡内

能通量。因此, 吐噶喇海峡处耗散的内潮能量约为

潮的产生区域基本一致, 但产生的内潮能量大小不2.89GW(77.2%)。

同, 大潮时期吐噶喇海峡处产生的内潮能量(4.98GW)

4

是小潮期间产生内潮能量(2.44GW)的 2 倍; 吐噶喇

大小潮能量变化

海峡内潮能量的传入和传出方向不变, 绝大部分能为进一步计算大小潮期间, 吐噶喇海峡处内潮量通过东南、西北边界传出, 仍有少量能量自西南边

在边界和区域内的能量收支的变化, 本文首先计算界传入; 大潮时期吐噶喇海峡处传出的内潮能量

了大小潮期间吐噶喇海峡通过 4 个边框的正压潮能(1.15GW)约为小潮时期传出能量(0.51GW)的 2.1 倍,

通量、内潮能通量随时间的变化(图 7)。图中蓝线为这与 Holloway 等(2003)模拟夏威夷群岛处内潮的大2

正压潮能通量(单位: 10 GW), 红线为内潮能通量

小潮变化所得结论一致; 大潮和小潮期间, 吐噶喇海

(单位: GW)。

峡内潮的耗散比率基本不变, 约为 76%—79%。

5结论
本文利用 JCOPE-T 模式对吐噶喇海峡内潮的生

成与传播过程进行了探究分析, 得到以下结论:吐噶喇海峡处地形复杂、层结深厚, 是西北太平
洋内潮的主要产生区域, 内潮所致的等密面起伏可达 30m。吐噶喇海峡处的内潮主要产生在陡峭的海山、海岛地形处附近, 产生后垂直于等深线分为两支向外传播: 一支向西北传入东海陆架, 能量在海面与海底之间不断反射、迅速衰减; 另一支向东南传入太
平洋深层。
吐噶喇海峡处潮能丰富, 其平均潮时期的计算结果显示: 该区域内, 输入的正压潮净能通量为图6Fig. 6

吐噶喇海峡处的内潮能通量分布

Distribution of barotropic energy flux at the Tokara
Strait13.92GW, 约 有 3.73GW 转 化 为 内 潮 能 量 , 其 中 有
77.21%在当地耗散, 传出的内潮能通量为 0.84GW,
主要通过西北、东南两个边界传出。

2期

郜婕等: 吐噶喇海峡内潮的能量收支和大小潮变化

275

图7

通过 4 个边界的正压潮能通量(蓝色, 单位: 102 GW)、内潮能通量(红色, 单位: GW)随时间的变化

Fig.7

Time

series of

Fig.8

25-h-averaged barotropic tidal energy flux and the conversion rate from barotropic tide to baroclinic tide during the spring andneap periodbarotropic (blue, unit: 102 GW)and baroclinic energy flux (red, unit: GW) through four lateral boundaries:
a. northwest; b. northeast; c. southwest; d. southeast

图825h 平均的大潮和小潮时的正压潮能通量和内潮能转化率

276

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表1

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大小潮和平均潮期间四边界的正压潮能通量、内潮能通量及区域内积分的内潮能转化率(单位: GW)和耗散比率

Tab.1 The barotropic tidal energy flux, baroclinic tidal energy flux and the conversion rate from barotropic tide to baroclinic tide
during the spring, neap and averaged tides.
正压潮

内潮

边界

西北

西南

东南

东北

区域内积分

大潮

59.87

8.00

82.56

3.05

17.74

小潮

26.78

2.26

38.15

0.64

9.75

平均潮

43.15

5.10

60.06

2.11

13.92

大潮

0.41

0.11

0.78

0.07

小潮

0.15

0.05

0.36

平均潮

0.29

0.09

0.58

大小潮影响吐噶喇海峡处的内潮的产生: 大潮
期间输入的正压潮能通量约为小潮期间的 2 倍, 其产生的内潮能量也约为 2 倍, 但主要转化区域基本不变。尽管大小潮期间, 内潮自正压潮转化的能量
不同, 其传播方向并不受影响, 仍主要通过西北、东南两个边界传出, 且在当地的内潮能量耗散比率均
在 76%—79%。即, 大小潮仅影响吐噶喇海峡处产生
的内潮能量的大小, 不影响其产生区域、传播方向和耗散比率。
该海域受黑潮和天气系统(主要是风)影响, 其层结有显著的季节变化。因此, 根据公式(8), 除作为能量输入的正压潮的大小潮变化外, 层结的深度和强
弱也会影响该区域的内潮产生和传播。本文基于一个
月内的模式结果, 仅研究了大小潮时期内潮能量的变化, 可不考虑层结在这段时间的变化。未来会对该区域长时间尺度下内潮的能量变化和基本特征进行分析, 并进一步在理想地形下研究强背景流对于内潮传播的影响。
参考文

献方欣华, 杜 涛, 2005. 海洋内波基础和中国海内波. 青岛:
中国海洋大学出版社
孙湘平, 2006. 中国近海区域海洋. 北京: 海洋出版社
吴 頔 , 方国洪, 崔欣梅等, 2015. 泰国湾及邻近海域潮汐潮流的数值模拟. 海洋学报, 37(1): 11—20
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Baines P G, 1982. On internal tide generation models. Deep Sea
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潮能转化率

耗散比率

1.15

4.98

76.91%

0.05

0.51

2.44

79.10%

0.07

0.85

3.73

77.21%

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ENERGY BUDGET AND SPRING-NEAP VARIATION OF INTERNAL TIDES IN
TOKARA STRAIT, JAPANGAO Jie1,

MAO Xin-Yan1,

GUO Xin-Yu2,3,4(1. College of Oceanic and Atmospheric Sciences, Ocean University of China, Qingdao 266100, China; 2. College of Environmental
Science and Engineering, Ocean University of China, Qingdao 266100, China; 3. Center for Marine Environmental Studies, Ehime
University, Ehime 790-8577, Japan; 4 Japan Agency for Marine-Earth Science and Technology, Kanagawa 236-0001, Japan)

Abstract
Based on a hydrodynamic model (JCOPE-T model: Japan Coastal Ocean Predictability Experiment—Tides)
in 3-km horizontal resolution, we studied the internal tides in the Tokara Strait, Japan. The strait features complex
topography and stable stratification, in which significant isopycnal movement (up to 30 m) is generated. Internal tides inthe strait could form up near the seamounts and islands where topography changes drastically. After an internal tide is
generated, it would propagate outwards perpendicular to the isobaths in two directions: one goes northwestward and finallyenters the shelf of the East China Sea; another moves southeastward and finally enters the Pacific Ocean. Therefore, thestrait is abundant in tidal energy. The model data averaged over-14 diurnal tidal periods show that the barotropic energy
propagated into the region is 13.92 GW of which 3.73 GW is converted into internal tidal energy. About 77.2% of theinternal tidal energy is dissipated locally, while the remaining part transmits mainly through the northwestern andsoutheastern boundaries. Both the input of the barotropic tidal energy and the conversion rate (from barotropic tides tobaroclinic tides) during spring tide roughly doubled those during neap tide. Even though, the main generation area and the
propagation direction remain largely unchanged, namely, internal tides transmit mainly through the northwestern andsoutheastern boundaries. The dissipation rate of internal tidal energy is between 76%-79% in both neap and spring tides.
Therefore, the spring-neap tidal cycle affects only the amount of internal tidal energy generated in the Tokara Strait but
does not affect the generation area, the propagation direction, and the dissipation rate.
Key words
Tokara Strait; internal tide; spring-neap tide; JCOPE-T (Japan Coastal Ocean Predictability
Experiment—Tides)