恒春海脊附近第二模态内孤立波的特征研究.pdf
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1、书书书第 卷 第期 年月地球物理学报 ,刘梦丽,宋海斌,张锟等 恒春海脊附近第二模态内孤立波的特征研究地球物理学报,():,:,犆 犺 犻 狀 犲 狊 犲犑犌 犲 狅 狆 犺 狔 狊(),():,:恒春海脊附近第二模态内孤立波的特征研究刘梦丽,宋海斌,张锟,孟令寒,范文豪,同济大学海洋地质国家重点实验室,上海 同济大学海洋与地球科学学院,上海 摘要以往通过地震海洋学方法发现的大多是第一模态内孤立波,本文在台湾岛以南恒春海脊处捕捉到了两个大振幅凸型第二模态内孤立波利用叠前偏移剖面得到内孤立波的视相速度约为,其视传播方向沿地震测线从到,总体上满足较大最大振幅的波视相速度也较大的规律地震海洋学剖面得
2、到的振幅曲线观测值和理论方程计算出的第二模态内波振幅垂向变化理论值之间具有较好的一致性通过叠前偏移剖面观察该内孤立波细结构的变化,发现在采集过程中,出现反射同相轴后翼变陡、分叉、合并的现象由于密跃层中心偏离水层中心以及背景剪切流的影响,两个内孤立波尾部发育了高频内波,使得能量耗散增强此外,第二模态内孤立波的生成和传播特征受到水体层结、黑潮、背景剪切流以及海底地形等多个因素的影响关键词地震海洋学;第二模态内孤立波;恒春海脊;垂向结构;传播特征 :中图分类号 ,收稿日期 ,收修定稿基金项目国家自然科学基金(,)资助第一作者简介刘梦丽,女,年生,博士,主要从事海洋地球物理研究 :通讯作者宋海斌,教授
3、,主要从事海洋地球物理与地震海洋学研究 :犛 狋 狌 犱 狔狅 狀狋 犺 犲 犮 犺 犪 狉 犪 犮 狋 犲 狉 犻 狊 狋 犻 犮 狊狅 犳犿 狅 犱 犲 犻 狀 狋 犲 狉 狀 犪 犾 狊 狅 犾 犻 狋 犪 狉 狔狑 犪 狏 犲 狊狀 犲 犪 狉 狋 犺 犲犎 犲 狀 犵 犮 犺 狌 狀犚 犻 犱 犵 犲 ,犛 狋 犪 狋 犲犓 犲 狔犔 犪 犫 狅 狉 犪 狋 狅 狉 狔狅 犳犕 犪 狉 犻 狀 犲犌 犲 狅 犾 狅 犵 狔,犜 狅 狀 犵 犼 犻犝 狀 犻 狏 犲 狉 狊 犻 狋 狔,犛 犺 犪 狀 犵 犺 犪 犻 ,犆 犺 犻 狀 犪犛 犮 犺 狅 狅 犾 狅 犳犗 犮 犲 犪 狀
4、犪 狀 犱犈 犪 狉 狋 犺犛 犮 犻 犲 狀 犮 犲,犜 狅 狀 犵 犼 犻犝 狀 犻 狏 犲 狉 狊 犻 狋 狔,犛 犺 犪 狀 犵 犺 犪 犻 ,犆 犺 犻 狀 犪犃 犫 狊 狋 狉 犪 犮 狋 ,期刘梦丽等:恒春海脊附近第二模态内孤立波的特征研究 ,犓 犲 狔 狑 狅 狉 犱 狊 ;引言内孤立波(又称孤立子内波,孤立波)一般是由内潮在特殊地形条件下激发并存在于密度跃层中的大振幅波动,属于典型的非线性内波内孤立波能够产生强烈的垂直运动,引起营养物质的输送和沉积物再悬浮(田壮才等,)同时,内孤立波产生的水平速度引起的垂直切变会极大地影响海洋环境和近海 工 程(,)等()根据到达时间和潮汐周
5、期的关系以及振幅将内孤立波分成 和 两种类型,波在大多是每天同一时间段到达,波每天出现时间延后一小时,两者分别产生于吕宋海峡南部和北部 等()通过锚系观测发现内孤立波特性与季节变化有关,相对于冬季,夏季振幅、流速和传播速度更大,波宽更窄在向水深较浅、地形倾斜的陆坡陆架传播过程中内孤立波发生浅化,达到对流破碎极限会引起波破碎分裂形成波包,当上层混合层厚度超过下层厚度时波的极性发生反转,最终消亡在陆架处(,)第一模态内孤立波普遍存在于海洋中,等密面起伏只有一个方向,分为下沉型()和上抬型()不同的是,第二模态内孤立波的等密面在温跃层附近有着反相位移,对于凸型()第二模态内孤立波,温跃层之上的等密度
6、面向上发生位移,下层向下发生位移凹型()第二 模 态 内 孤 立 波 形 态 则 相 反(,)由于其形成需要较厚的跃层,而这种跃层结构在海洋中很少见,因此凹型第二模态内孤立波在实际海洋中稀少 等()在印度洋西部马斯克林海山首先报道了第二模态内孤立波,该波经过时等温线起伏呈现上凸下凹的形态,推断波的产生来源于正压潮与浅部陡峭地形的相互作用(马斯克林海山)相对于第一模态内孤立波,第二模态内孤立波携带能量小,耗散强,在生成后难以远距离传播(,;,;钱洪宝等,)南海海域具有发育大规模以及大振幅的海洋内孤立波的环境条件,其海水层结有着明显的季节变化,内潮在与复杂地形的相互作用过程中提供了强能量 等()研
7、究了东沙岛东北部的内波,发现局地产生的第二模态斜压波速度为三层结构,中间层和上下层速度方向相反,凸型波传播方向与中间层的速度方向相同 等()利用潜标在南海北部进行了实测,发现夏季观测阶段,第二模态内孤立波大多出现在第一模态内孤立波之后,其生成可能与第一模态内孤立波或者内潮的浅化有关冬季阶段,深的密跃层不利于第一模态内孤立波的形成,第二模态内孤立波较频繁出现 等()采用三层海洋模型研究了南海北部凸型和凹型第二模态内孤立波,结果表明非线性系数主要与中间层厚度有关,凸型波中间层厚度较薄,当中间层厚度大于水深的一半时,有利于产生凹型波在模拟研究方面,和 ()对实验室中的第二模态内孤立波进行分类,通过振
8、幅与密跃层的厚度之间的比值,分为小振幅、大振幅以及特大振幅内孤立波 等()研究了密度分层(跃层深度,厚度,密度差)对斜压潮非线性衰减为第一模态和第二模态内孤立波的影响,发现较浅的密跃层有利于产生第一模态内孤立波,密跃层深度增加的同时第二模态内孤立波占主导 等()发现第二模态内孤立波的不稳定性随着偏移百分比的增加而增加,偏移量达到,波呈现明显不对称的结构,尾部发育第一模态波,在波的后方形成了类似于 不稳定()形态,只出现在跃层下部近年来许多学者对第二模态内孤立波的生成机制进行了讨论 等()和 等()在恒春海脊北部观测到了第二模态内孤立波在研究区域有一个约 宽,高的海脊,海脊两侧坡度较陡,对于全日
9、潮和半日潮均为超临界状态,推测第二模态内孤立波的产生源于背风波理论陈同庆和张庆河()对南海东北部内孤立波的传播演变进行了数值模拟,提出该海域第二模态内孤立波源于从吕宋海峡附近海域传播而来的第一模态内孤立波和底部地形的相互作用,并与上陆坡内潮的影响有关 等()通过数值模拟研究了第二模态内孤立波的生成过程,结果显示第二模态内孤立波可以来源于第一模态内孤立波与陆架陆坡上的凸起相互作用地 球 物 理 学 报()卷关于内孤立波的研究可以从遥感观测、现场实测、数值模拟以及物理模拟等多个角度展开一般来说,第二模态内孤立波的流核分布较深,使得其被观测到的频率较少利用海洋多道反射地震方法有望在第二模态内孤立波的
10、细结构研究方面取得重要突破,海洋多道反射地震是一种研究海水运动规律以及一些特殊海洋现象等问题的新方法,可以获得空间连续且较高横向分辨率的地震图像(,)过去十几年,地震海洋学方法已经广泛应用于中国南海、中美洲太平洋沿岸、地中海直布罗陀海峡等海域内孤立波细结构和传播特征的研究中(拜阳等,;,;孙绍箐等,;范文豪等,;,;,;邝芸艳等,;,)等()通过反射地震数据识别出南海北部陆架区域两个第二模态和一个上抬型内孤立波,剖面同时显示内孤立波后缘出现破碎、翻转、层结分裂、不稳定现象 等()通过共偏移距道集叠前偏移剖面观察了内孤立波浅化初期细结构的变化,发现波形的变化在不同深度处存在差异,分析非线性和波与
11、海底地形之间的相互作用对波形演变起着关键作用 等()通过地震海洋学研究了东沙附近极性反转的内孤立波,跨密度扩散率空间分布显示发生极性转换区的平均扩散率是非极性反转区的三倍 等()利用地震资料报道了南海东沙环礁附近 内 孤 立 波,通 过 经 验 模 态 分 解(,)方法分析出垂向结构观测值和理论值之间是否符合取决于理论方程描述内孤立波非线性特征的能力关于地震海洋学在第二模态内孤立波方面的研究,范文豪等()利用地震海洋学方法首次在中美洲太平洋沿岸海域发现了较为完整的第二模态内孤立波群,通过叠前偏移观察孤立波群的细结构及其变化并计算了第二模态内孤立波视相速度 等()对已有中美洲太平洋沿岸的地震数据
12、重新进行了处理,指出无量纲传播速度以及无量纲波长与无量纲振幅的关系受到海水深度(海底地形)、温跃层深度和厚度等多个因素的影响以往利用地震海洋学方法发现的多是第一模态内孤立波,这里我们对台湾岛南端恒春海脊区域的地震数据重新进行了处理,在测线上发现了第二模态内孤立波 航次的 号测线位于台湾岛南端恒春海脊区域,东部为兰屿海山,海底地形崎岖,易发生潮流与地形相互作用,生成内潮,进而演变为内孤立波基于前人的工作以及所获得的资料,本文主要研究台湾岛南部恒春海脊附近第二模态内孤立波的垂向结构以及传播特征,细结构及其变化等方面研究区域概况本文的研究区域位于台湾南部的恒春半岛以南约 ,该海域底部地形崎岖,宽的纬
13、向水道位于 附近(图)恒春半岛地势呈近南北向,是台湾中央山脉的南延半岛东侧地势陡峻,在数千米内水深陡然降到 恒春海脊是恒春半岛向南部海域的自然延伸,长约 ,宽约 ,走向近,水深 左右海山以东分布着北吕宋海槽以及吕宋火山弧,马尼拉海沟和南海海盆位于海山以西数据和方法 地震数据处理方法本次研究处理了海洋地球科学数据系统(,)提供的台湾岛南端附近海域 航次地震数据,其中 号测线为南北向,采集时间为 年月日该航次主要目的是调查台湾岛附近海域的地壳结构和弧陆碰撞过程震源容量为 (),炮间距为,最小偏移距为 ,道间距为,间距 ,每炮有 道,采样间隔为 通过观测系统定义、去除低频噪声、直达波压制、道集选排、
14、速度分析、动校正、叠加和叠后去噪等地震数据处理流程得到海水层叠加剖面(,;拜阳等,)此外,通过抽取共偏移距道集(,)进行叠前偏移的方法可用来研究内孤立波细结构的变化(范文豪等,;,),该方法的具体流程如下:首先对压制直达波的叠前数据抽取共偏移距道集,之后使用常速度()进行动校正,通过叠前 偏移得到单个偏移距道集的偏移结果,最后利用倾角滤波来提高剖面的信噪比 内孤立波视相速度的估算方法本文计算内孤立波视相速度的方法:首先抽取共偏移距剖面(),并对剖面进行叠前 偏移,选取质量较好的偏移剖面进行波峰(波谷)处共中心点和炮点对的拾取内孤立波视相速度计算中期刘梦丽等:恒春海脊附近第二模态内孤立波的特征研
15、究图()研究区域地形及测线分布图红线表示 号测线所在位置,黑色箭头方向指示船的行驶方向红色星号表示 等()利用流场数据观测到的第二模态内孤立波位置,黑色线代表布设的 位置,白色星号为通过内孤立波的平均速度和涨潮与观测之间的时间差分析出的内孤立波产生源位置;()年遥感图片统计的南海内孤立波分布图(,)(),(,);()(,)假设船速保持不变,通过对拾取的共中心点炮点对进行线性拟合,利用狏()(狊狊)狋犪犱犱狋计算得到内孤立波视相速度,其中犪是拟合得到的斜率,犱 为 间距,犱狋为放炮的时间间隔,和 为内孤立波在不同叠前偏移剖面中波谷或者波峰的 号,狊和狊为相应的炮号利用地震方法确定内孤立波视传播方
16、向,当船行驶方向与内孤立波视传播方向相反时,随着偏移距的增大,运动过程中内孤立波对应的号减小,炮号增大(图)当船作业方向与内孤立波视传播方向相同时,需要考虑船速和内孤立波视相速度的相对大小 基于犓犱犞方程求理论相速度和垂向结构根据传统犓犞方程可以对沿犡轴方向传播的内孤立波进行描述(,),犓犞方程通常用于分析内孤立波特征参数及传播演变过程:狋犆 狓 狓 狓,()方程解析解主要是水层厚度以及各层之间的密度差地 球 物 理 学 报()卷图叠前偏移计算内孤立波相速度示意图共中心点和位于波峰(波谷)处,震源和检波器位置由三角和圆点代表 ()的函数其中表示等密度面的位移(内孤立波振幅),犆为长波线速度(也
17、是方程特征值),狋为时间,为二次非线性系数,使得内孤立波垂向变陡,为频散系数,会使波宽变宽,这两个系数被称为“环境参数”,能 够反 映密度 分层和 无 背 景 流 的 水 深 情 况(,),可通过以下公式计算:犆犎犠()犣狕犎犠()犣狕犆犎犠狕犎犠()犣烅烄烆狕,()其中犎为水深,本征函数(或垂直结构函数)犠和线性相速度犆满足以下本征方程(简称 方程):犠犣犖(狕)犆犠,犠()犠(犎),()其中犖为 浮频率,此处的犠(狕)需要用最大值归一化在背景场浮力频率数据已知的情况下,结合边界条件,本征方程()可通过 方法(,)进行求解内孤立波最大振幅处的波形(狓,狋)、内孤立波的内孤立波理论相速度犞和半
18、振幅宽度犾可表示为(狓,狋)狓犞 狋()犞犆犾()烅烄烆,()其中为内孤立波最大振幅,为内孤立波的特征半波宽度内孤立波的垂向位移为(狓,狋)犠(狕),其中犠(狕)为内孤立波的垂向模态结果与解释 第二模态内孤立波波形本文在台湾岛南部研究区域的地震剖面中捕捉到了三个第二模态内孤立波,测线位置如图红线所示,黑色箭头表示船的运动方向在经过叠后倾角滤波的叠加剖面上,水平方向 和 位置附近有两个明显的上凸下凹的反射结构,解释为第二模态内孤立波,分别称为 和 (图红色箭头)内孤立波振幅以 深度为界,上下两层水体在垂向上反方向移动从图中不难看出,在深度 处,振幅接近于,而 到海底附近还可以分辨出向下凹的波形此
19、外,处有一个小振幅的上凸下凹反射结构,也解释为第二模态内孤立波,其与 距离较近第二模态内孤立波 位于海山处(图),以大约 为界限,上下两层水体在垂向上反位图 号测线地震叠加剖面中的第二模态内孤立波,红色箭头表示内孤立波 和 的位置测线采集时间为 到 ,期刘梦丽等:恒春海脊附近第二模态内孤立波的特征研究相移动其前方 处海水较为震荡,海水反射轴振幅强,表明海水与海山的相互作用较强受到海底、海表和波与波之间非线性作用的影响,形态为非对称的内孤立波,其温跃层以下部分的前翼略有抬升,而后翼变陡,波谷处的波形变宽 也有类似上凸下凹的形态结构,水深较浅的上抬部分同相轴较为光滑,而下沉波形部分的后缘同相轴振荡
20、且被错断开,原因可能是与内孤立波下沉部分距离海底更近,相对来说更容易受到海底影响,在崎岖海底和背景水流的强作用力以及波的不稳定性等因素影响下后缘同相轴发生了振荡和错断 第二模态内孤立波的垂向结构通过 网站下载了测线临近站位(,)的 年月平均温盐数据(空间分辨率为 ),计算得到的浮频率曲线如图 所示,图 中绿色虚线代表浮频率最大值所对应的深度为,浮频率最大值处所对应的深度值通常指示密跃层的深度,处还有一个峰值,具有类似于三层的双峰结构,整体的变化趋势是随深度增大浮频率先增大后减小根据 ()参数化浮频率公式可知,密跃层的厚度为浮频率最大值一半之间的厚度(图 中红虚线之间的深度差代表密图()为地震测
21、线附近位置的浮频率;()和()分别对应着 号测线的个第二模态内孤立波 和 振幅随水深变化 ();()()跃层的厚度),由浮频率曲线(图)可以看出,密跃层的范围在深度约 之间地震海洋学在估计内孤立波的垂向结构上具有一定优势,计算波的振幅时,通过拾取同相轴,确定内孤立波的波前翼和波峰(波谷)位置,相应的水深定义为波前翼处反射同相轴的水深,然后通过波前翼同相轴对应的深度值与波峰(波谷)所在深度相减得到内孤立波的振幅对内孤立波 和 的垂向振幅曲线进行分析(图),可以发现在相同深度上,振幅整体相对 偏大,所含能量更强 最大振幅是,位于下沉波形部分,所处深度是 之后随着深度增大,振幅减小,在海底附近振幅为
22、 最大振幅所处深度增大为 ,最大振幅是 ,小于 上凸部分的最大振幅是,所处深度是,最大振幅向上和向下位置处的振幅逐渐衰减 上凸部分的最大振幅是 ,所处深度是,从北向南内孤立波最大振幅所处的水深大体也是逐渐增大的 密跃层所处深度比 略大,由于海底,海表的影响和邻近内孤立波之间的非线性作用,内孤立波变得更加复杂,总体上随着所处深度逐渐加深,最大振幅是减小的,其推测是内孤立波的混合作用使混合层的深度加深所致 和 在上凸部分都比较平坦,下凹部分对应的等效振幅明显大于上凸部分的等效振幅本文计算了波的等效最大振幅犪 ,从图可以看出,对所选的两个第二模态内孤立波,由于波具有多个波峰和波谷,如果第二模态内孤立
23、波多个波谷(波峰)之间间隙较小,内孤立波波形会有叠置的情况出现,导致等效最大振幅小于多个内孤立波的振幅总和,即犪犾 犪犾犪犾,犪狌 犪狌犪狌,需要说明的是,两个内孤立波在温跃层以下的下凹部分振幅总和大于温跃层以上的上抬部分总和,因此这里取犪 犪犾 此外,计算出等效最大振幅与密跃层厚度之间的比值犪 犺(表),可以发现 和 的犪 犺都大于,属于大振幅的内孤立地 球 物 理 学 报()卷图第二模态内孤立波结构示意图 表地震剖面中个内孤立波垂向参数犜 犪 犫 犾 犲犞 犲 狉 狋 犻 犮 犪 犾 狆 犪 狉 犪 犿 犲 狋 犲 狉 狊狅 犳 狋 犺 犲犐 犛 犠 狊 犻 狀狊 犲 犻 狊 犿 犻 犮
24、狊 犲 犮 狋 犻 狅 狀内孤立波编号水深等效最大振幅犪犿 犪 狓等效密跃层厚度犺犪 犺密跃层中心深度水深犎密跃层中心偏离水深占比()波,同相轴表现为“张开的嘴”的形态与此同时,的尾部出现小振幅的高频内波,不断耗散能量 的前缘光滑,尾部同样的出现小振幅的高频抖动此外,本文统计了密跃层中心深度,以及温跃层上下厚度不相等的情况下,密跃层中心深度偏离 水深一半的偏移量(表)观察表,处密跃层中心偏离水层中心程度大(的水深),与地震剖面中 上下界面出现波峰和波谷不对称有较好对应(见图),密跃层的偏离同样会影响第二模态 内 孤 立 波 的 稳 定 性,这 种 不 稳 定 表 现 为 在 的尾部出现小的第一
25、模态内孤立波,高频内波较发育,这种高频第一模态内孤立波的出现和振幅增大以及波的非线性增强有关系,类似 不稳定()的现象,有使后翼不稳定的趋势(,;,)同时,尾部的高频内波会从第二模态内孤立波 不断地耗散掉能量(,)相对于 ,的密跃层中心偏离水层中心的程度的较小,上下界面波峰与波谷的对称性更好(图)另外,尾部也发育有高频内波,但其所反映的能量耗散不如 明显 第二模态内孤立波相速度特征我们通过在共偏移距叠前偏移剖面中拾取共中心点炮点对,分别计算了内孤立波 和 的视相速度,拾取点的拟合曲线如图,可以看出其线性程度较好计算出的 视相速度狏 ,其拟合过程中的误差为 利用内孤立波视相速度计算方法确定内孤立
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