海洋科学导论
&&&&&&&&&&&&&&&&
/ 海洋科学导论　
(二)绝热变化 由于海水的压缩性，当一海水微团作铅直位移时，因其深度的变化导致所受压力的不同，将使其体积发生相应变化。在绝热下沉时，压力增大使其 体积缩小，外力对海水微团作功，增加了其内能导致温度升高；反之，当绝 热上升时，体积膨胀，消耗内能导致温度降低。上述海水微团内的温度变化 称为绝热变化。海水绝热温度变化随压力的变化率称为绝热温度梯度，以Г 表示。由于海洋中的现场压力与水深有关，所以Г的单位可以用开尔文每米 (K/m)或摄氏度每米(℃/m)表示。它也是温度、盐度和压力的函数。可通过海 水状态方程和比热容计算或直接测量而得到。海洋的绝热温度梯度很小，平 均约为 0.11℃/km。(三)位温海洋中某一深度(压力为 p)的海水微团，绝热上升到海面(压力为大气压p0)时所具有的温度称为该深度海水的位温，记为?。海水微团此时相应密度，称为位密，记为ρ?。　　海水的位温显然比其现场温度低。若其现场温度为 t，绝热上升到海面 温度降低了△t，则该深度海水的位温?=t-△t。　　在分析大洋底层水的分布与运动时，由于各处水温差别甚小，但绝热变 化效应往往明显起来，所以用位温度分析比用现场温度更能说明问题。四、蒸发潜热及饱和蒸汽压(一)比蒸发潜热 使单位质量海水化为同温度的蒸汽所需的热量，称为海水的比蒸发潜热，以 L 表示，单位是焦耳每千克或每克，记为 J/kg 或 J/g。其具体量值受盐度影响很小，与纯水非常接近，可只考虑温度的影响。其计算方法有许多 经验公式，迪特里希(Dietrich，1980)给出的公式为L=(.720t)×103J/kg (3－9)适用范围为 0～30℃。 在液体物质中，水的蒸发潜热最大，海水亦然。伴随海水的蒸发，海洋不但失去水分，同时将失去巨额热量，由水汽携带而输向大气内。这对海面的热平衡和海上大气状况的影响很大。例如发生在热带海洋上的热带气旋， 其生成、维持和不断增强的机制之一，是“暖心”的生成和维持。“暖心” 最重要的热源之一，则是海水蒸发时，所携带巨额热量的水汽进入大气后凝 结而释放出来的。海洋每年由于蒸发平均失去 126cm 厚的海水，从而使气温发生剧烈的变化，但由于海水的热容很大，从海面至 3m 深的薄薄一层海水的热容就相当于 地球上大气的总热容，因此，水温变化比大气缓慢得多。(二)饱和水汽压 对于纯水而言，所谓饱和水汽压，是指水分子由水面逃出和同时回到水中的过程达到动态平衡时，水面上水汽所具有的压力。蒸发现象的实质就是 水分子由水面逃逸而出的过程。对于海水而言，由于“盐度”存在，则单位 面积海面上平均的水分子数目要少，减少了海面上水分子的数目，因而使饱 和水汽压降低，限制了海水的蒸发。海面的蒸发量与海面上水汽的饱和差(相 对于表面水温的饱和水汽压与现场实际水汽压之差)成比例，所以海面上饱和 水汽压小，就不利于海水的蒸发。这样一来，海洋因蒸发而损失的水量和热 量就相对减少了。五、热传导 相邻海水温度不同时，由于海水分子或海水块体的交换，会使热量由高温处向低温处转移，这就是热传导。 单位时间内通过某一截面的热量，称为热流率，单位为“瓦特”(W)。单位面积的热流率称为热流率密度，单位是瓦特每平方米，记为 W·m-2。其量 值的大小除与海水本身的热传导性能密切相关之外，还与垂直于该传热面方 向上的温度梯度有关，即?tq = -??n（3—10）式中 n 为热传导面的法线方向，λ为热传导系数，单位是瓦特每米每摄氏度， 记为 W·m-1·℃-1。仅由分子的随机运动引起的热传导，称为分子热传导，热传导系数λt 为 10-1 量级。例如在 101325Pa 气压和 10℃时，纯水的λt＝0.582W·m-1·℃-1，30℃时，λt=0.607W·m-1·℃-1，即随温度的升高而增大，水的热传导系数在液体中除水银之外是最大的。由于水的比热容很大， 所以尽管其热导性好，但水温的变化相当迟缓。海水的热导系数λt，比纯水 的稍低，且随盐度的增大略有减小。λt 主要与海水的性质有关。　　若海水的热传导是由海水块体的随机运动所引起，则称为涡动热传导或 湍流热传导。涡动热传导系数λA 主要和海水的运动状况有关。因此，在不同 季节、不同海域中，λA 有较大差别，其量级一般为 102～103。所以涡动热传 导在海洋的热量传输过程中起主要作用，而分子热传导只占次要地位。例如， 据计算，在温度 0℃的海洋中。如果海面温度保持 30℃，单靠分子热传导， 则需要 1000 年的时间才能在 300m 的深度上使温度上升到 3℃。当然在§3.4.3 讲述“双扩散”对流时，分子热传导的作用是不可忽视的。 类似热量的传导，海洋中的盐量(浓度)也能扩散传输。同样也有分子盐扩散和涡动盐扩散两种方式，且不同盐度的海水，其盐扩散系数也不同。大体上分子盐扩散系数仅为分子热传导系数的 0.01 左右。盐扩散率表达式的形 式与式(3—10)的形式相对应。另外，海水的动量传输的表达式，也与式(3—10)具有相似的形式。六、沸点升高和冰点下降 海水的沸点和冰点与盐度有关，即随着盐度的增大，沸点升高而冰点下降。在海洋中，人们关心的是海水的冰点随温度的变化。Doherty 等(1974)给出了如下关系式tf=-0.990S-0.-0.000758Z(3—11)式中 Z 为海水的深度(m)。在上述基础上，Millero 等(1976)又提出了新的公式tf=-0.023×10-3S3/2-2.-4S2-7.53×10-8p式中 S 为实用盐度，p 的单位为帕(Pa)。(3－12)虽然海水最大密度温度 tρ(max)与冰点温度 tf 都随盐度的增大而降低，但前者降得更快(图 3—5)。当 S=24.695 时，两者的对应温度皆为-1.33℃，当盐度再增大时，tρ(max)就低于 tf 了。 七、海水的一些力学性质 (一)海水的粘滞性　　当相邻两层海水作相对运动时，由于水分子的不规则运动或者海水块体 的随机运动(湍流)，在两层海水之间便有动量传递，从而产生切应力。　　摩擦应力的大小与两层海水之间的速度梯度成比例。界面上单位面积的 应力为　　?v? ? μ ??n（3－13）式中 n 为两层海水界面的法线方向，υ为流速，μ称为动力学粘滞系数(粘 度，Viscosity)，单位是帕秒，记为 Pa·s；μ/ρ称为运动学粘滞系数，单 位是平方米每秒，记为 m2·s-1。μ随盐度的增大略有增大，随温度的升高却 迅速减小。　　单纯由分子运动引起的μ的量级很小。在讨论大尺度湍流状态下的海水 运动时，其粘滞性可以忽略不计。但在描述海面、海底边界层的物理过程中 以及研究很小尺度空间的动量转换时，分子粘滞应力却起着重要作用。分子 粘滞系数只取决于海水的性质，而涡动粘滞系数则与海水的运动状态有关。(二)海水的渗透压　　如果在海水与淡水之间放置一个半渗透膜，水分子可以透过，但盐分子 不能透过。那么，淡水一侧的水会慢慢地渗向海水一侧，使海水一侧的压力 增大，直至达到平衡状态。此时膜两边的压力差，称为渗透压。它随海水盐 度的增高而增大。低盐时随温度的变化不大，而高盐时随温度的升高增幅较 大。海水渗透压对海洋生物有很大影响，因为海洋生物的细胞壁就是一种半渗透膜，不同海洋生物的细胞壁性质有别，所以对盐度的适应范围不同。这 是海洋生物学家们所关注的问题。海水与淡水之间的渗透压，依理论计算可达水位差约 250m 的压力。(三)海水的表面张力 在液体的自由表面上，由于分子之间的吸引力所形成的合力，使自由表面趋向最小，这就是表面张力。海水的表面张力随温度的增高而减小，随盐度的增大而增大。海水中杂质的增多也会使海水表面张力减小。表面张力对 水面毛细波的形成起着重要作用。　　海水的其它物理性质，诸如海水的电导性，声学与光学性质，海水的结 冰等等，包括海水的密度，将在后继的章节中另外进行讨论。3.1.4 海水的密度和海水状态方程一、海水密度的定义及其表示法 单位体积海水的质量定义为海水的密度，用符号“ρ”表示，单位是千克每立方米，记为 kg·m-3。它的倒数称为海水的比容，即单位质量海水的体 积，单位是立方米每千克，记为 m3·kg-1，其关系为1 1α ? ρ , ρ ?α , ρα ? 1（3—14）由于海水密度是盐度、温度和压力的函数，因此，海洋学中常用ρ(S，t，p) 的形式书写。它表示盐度为 S，温度为 t，压力为 p 条件下的海水密度。同样， 比容的书写形式相应为α(S，t，p)。　　海水密度一般有 6～7 位有效数字，且其前两位数字通常是相同的。为便 于书写起见，历史上在密度单位为克每立方厘米的情况下，曾采用 Knudsen 参量σ与υ分别表示海水的密度与比容。即σ=(ρ-1)×103 (3-15)　　　　υ=(α-0.9)×103 (3-16) 例如，当ρ=1.02768 时，对应比容α=0.97307，则σ=(1.02768-1)×103=27.68υ=(0.)×103=73.07 在海面(p=0)海水密度仅为盐度和温度的函数，此时记为 σt=[ρ(S，t，0)-1]×103 (3-17)称为“条件密度”。当温度为 0℃时，记为σ0=[ρ(S，0，0)-1]×103 (3-18)它仅是盐度的函数。 依海洋学国际单位制(SI)，已不再推荐使用参量σ、σt，而σt 属极力劝阻使用的符号。 二、密度超量由于密度单位采用千克每立方米，所以提出另一参量，称为密度超量(γ)，其定义为　　　　γ=ρ-1000kg·m-3 (3－19) 它与密度具有同样的单位。它与σ之间的量值相等，因此，也保持了海洋资 料使用的连续性。三、比容偏差(异常，距常)和热比容偏差海洋学中经常用到的不是现场比容α(S，t，p)，而常使用　　　　δ=α(S，t，p)-α(35，0，p) (3-20) 的差值。δ称为比容偏差，也可将其记为δ(S，t，p)。式中α(35，0，p) 是海水盐度为 35，温度 0℃，海压为 p 时的比容。海洋学中还常使用热比容偏差，有人也称为热盐比容偏差，用符号△或△(S，t)表示△(S，t)=α(S，t，0)-α(3，0，0)　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　(3—21) 它表示在海面上(海压为 0)的比容与盐度为 35，温度为 0℃时的比容偏差。　　因为在浅海或 1000m 以浅的海洋上层，海水的密度或比容主要取决于海 水的温度和盐度的变化，因此常用△(S，t)作为描述海洋上层密度特征的一 种参数。已知α(35，0，0)=0.-3m3.kg-1，由式(3－19)与(3－21)可得△（S，t） = （10001000 ? ?- 0.）×10-3 m3 ·kg-1（3 - 22）四、海水状态方程 表层海水的密度可以直接测量，但海面以下深层的海水密度至今尚无法直接测量。然而海水密度在大尺度海洋空间的微小变化，其影响却是异乎寻常的。因此，长期以来，海洋工作者对其进行了大量的研究，以便通过海水 的温度、盐度和压力间接而又力求精确地来计算海水的现场密度。　　海水状态方程是海水状态参数温度、盐度、压力与密度或比容之间相互 关系的数学表达式(因此有人称之为 p-V-t 关系)。依此，可根据现场实测的 温度、盐度及压力来计算海水的现场密度。　　海水状态方程已提出的形式为数不少，在此不一一列举，而只给出 1980 年国际海水状态方程(EOS80)，JPOTS 推荐从 1982 年 1 月 1 日启用。(一)“一个大气压国际海水状态方程”在“一个标准大气压”(海压为 0)下，海水密度ρ(S，t，0)与实用盐度S 和温度 t(℃)的关系式为ρ(S，t，0)=ρw+AS+BS3/2+CS2 (3-23)式中 A=8.2-4.t+7.t2-8.t3+5.t4B=-5.7+1.t-1.t2C=4.而ρw=999..-2t-9.-3t2+1.-4t3-1.-6t4+6.-9t5式 3—23 的适用范围是：温度-2～40℃，实用盐度 0～42。 (二)高压国际海水状态方程高压下海水密度ρ(S，t，p)与实用盐度 S，温度 t(℃)和海压 p(Pa)的关系式为?ρ（S，t，p） = ρ（S，t，0）·?1 ?( np)??1?（3—24）? K(s, t, p) ?式中ρ(S，t，0)如式(3－23)所示；K(S，t，p)为割线体积模量，由下式给 出：K(S，t，p)=K(S，t，0)+A·(np)+B·(np)2其中 K(S，t，0)=Kw+(54.459t+1.0t2-6.t3)S+(7.944×10-2+1.6483×10-2t-5.t2)S3/2A=Aw+(2.-1.t-1.t2)S+1.9S3/2B=Bw+(-9.+2.t+9.t2)S割线体积模量中的纯水项由下式给出： Kw=.105t2+1.-2t3-5.-5t4Aw=3..4t+1.16092×10-4t2-5.7t3Bw=8.5-6.1t+5.t2该方程的适应范围是：温度-2～40℃，实用盐度 0～42，海压 0～108Pa，压力匹配因数 n=10-5式(3—24)也可写成比容的计算形式α（S, t, p） = α（S, t,0）· ?
?(np) ??（3—25）? K(S, t , p) ?　　高压状态方程的一个优点是，比原有的其它形式的状态方程更为精确， 用于计算海水的体积热膨胀系数或压缩系数等，精度也很高。另一优点是， 方程的结构简明，能清楚地给出海水体积模量的“纯水项”，“标准大气压 项”和“高压项”，这给理论研究和实验、计算带来很大的方便。将来若调 整上述任一项时，不会对其它项产生影响。在式(3—24)或(3—25)中的温度皆采用 1968 年国际实用温标(IPTS-68)，1990 年国际温标(ITS—90)与其有如下关系　　　　　　　　　　　t90=0.99976t68或 t68=1.00O24t90t68 与 t90 除在 0℃之外，是有差别的。如以上所提到的纯水的冰点为 0℃，严格说应是 0.010℃(IPTS-68 或 ITS-90)，沸点为 100℃(IPTS-68)，但用 ITS-90 时则为 99.974℃；相应地，其最大密度时的温度变为(3.984±0.005)℃ (t90)。鉴于 ITS—90 温标的公布，国际海水状态方程中的温度，应相应地由 t68换为 t90。(三)海水状态方程的应用 除可直接用于计算海水的密度外，尚可利用它计算海水的热膨胀系数、压缩系数、声速、绝热梯度、位温、比容偏差以及比热容随压力的变化等，在此不详细介绍。有兴趣的读者可参考有关文献。§3.2 海 水　　由海水冻结而成的冰称为海冰。但在海洋中所见到的冰，除海冰之外， 尚有大陆冰川、河流及湖泊流滑入海中的淡水冰，广义上把它们统称为海冰。 世界大洋约有 3％～4％的面积被海冰覆盖，对船舶航行、海底采矿及极地海 洋考察等形成严重障碍，甚至造成灾害。它对海洋水文状况自身的影响，也 成为海洋学的重要研究内容之一。3.2.1 海冰的形成、类型和分布一、海冰形成条件及过程 海冰形成的必要条件是，海水温度降至冰点并继续失热、相对冰点稍有过冷却现象并有凝结核存在。 海水最大密度温度随盐度的增大而降低的速率比其冰点随盐度增大而降低的速率快(图 3—5)，当盐度低于 24.695 时，结冰情况与淡水相同；当盐 度高于 24.695 时(海水盐度通常如此)，海水冰点高于最大密度温度，因此， 即使海面降至冰点，但由于增密所引起的对流混合仍不停止，因此只有当对 流混合层的温度同时到达冰点时，海水才会开始结冰。所以海水结冰可以从 海面至对流可达深度内同时开始。也正因为如此，海冰一旦形成，便会浮上 海面，形成很厚的冰层。海水的结冰，主要是纯水的冻结，会将盐分大部排出冰外，而增大了冰下海水的盐度，加强了冰下海水的对流和进一步降低了冰点，又兼冰层阻碍 了其下海水热量的散失，因而大大地减缓了冰下海水继续冻结的速度。二、海冰的分类　　1.按结冰过程的发展阶段可将其分为：初生冰最初形成的海冰，都是针 状或薄片状的细小冰晶；大量冰晶凝结，聚集形成粘糊状或海绵状冰，在温 度接近冰点的海面上降雪，可不融化而直接形成粘糊状冰。在波动的海面上， 结冰过程比较缓慢，但形成的冰比较坚韧，冻结成所谓莲叶冰。尼罗冰初生冰继续增长，冻结成厚度 10cm 左右有弹性的薄冰层，在外力的作用下，易弯曲，易被折碎成长方形冰块。 饼状冰破碎的薄冰片，在外力的作用下互相碰撞、挤压，边缘上升，形成直径为 30cm 至 3m，厚度在 10cm 左右的圆形冰盘。在平静的海面上，也可由初生冰直接形成。　　初期冰由尼罗冰或冰饼直接冻结一起而形成厚约 10～30cm 的冰层。多呈 灰白色。　　一年冰由初期冰发展而成的厚冰，厚度为 30cm 至 3m。时间不超过一个 冬季。老年冰至少经过一个夏季而未融化的冰。其特征是，表面比一年冰平滑。　　2.按海冰的运动状态可分为固定冰和流冰两类。固定冰是与海岸、岛屿 或海底冻结在一起的冰。当潮位变化时，能随之发生升降运动。其宽度可从 海岸向外延伸数米甚至数百千米。海面以上高于 2m 的固定冰称为冰架；而附 在海岸上狭窄的固定冰带，不能随潮汐升降，是固定冰流走的残留部分，称 为冰脚。搁浅冰也是固定冰的一种。流(浮)冰，自由浮在海面上，能随风、流漂移的冰称为流冰。它可由大小不一、厚度各异的冰块形成，但由大陆冰川或冰架断裂后滑入海洋且高出 海面 5m 以上的巨大冰体——冰山，不在其列。　　流冰面积小于海面 1/10～1/8 者，可以自由航行的海区称为开阔水面； 当没有流冰，即使出现冰山也称为无冰区；密度 4/10～6/10 者称为稀疏流 冰，流冰一般不连接；密度 7/10 以上称为密集(接)流冰。在某些条件下，例 如流冰搁浅相互挤压可形成冰脊或冰丘，有时高达 20 余米。三、海冰的分布 海冰和冰山是高纬海区特有的海洋水文现象。北冰洋终年被海冰覆盖，覆冰面积每年 3～4 月最大，约占北半球面积的 5％；8～9 月最小，约为最大 覆冰面积的 3/4；多年冰的厚度一般为 3～4m。流冰主要绕洋盆边缘运动，其 冰界线的平均位置约在 58°N。格陵兰是北半球主要的冰山发源地，每年约有 7500 座冰山由此进入海洋，仅随拉布拉多寒流进入大西洋的就有 388 座/ 年，其中约 5％到达 48°N，0.5％可达 42°N。冰山的平均界限为 40°N。个 别冰山曾穿过湾流抵 31°N 海域。在北冰洋边缘的附属海，还有白令海、鄂 霍茨克海、日本海、波罗的海以及中国的渤海和黄海每年冬季都有海冰出现。 南极大陆是世界上最大的天然冰库，周围海域终年被冰覆盖，暖季(3～4 月)覆冰面积为(2～4)×106km2，寒季(9 月)达(18～20)×106km2。南极大陆 周围为固定冰架，一年冰的厚度多为 1～2m；在南太平洋和印度洋流冰界分 别在 50°～55°S 和 45°～55°S 之间，南大西洋则更偏北，在 43°～55°S 之间。南大洋海域经常有 22 万座冰山在海上游弋，曾观测到长 335km，宽97km 的大冰山。南大洋中冰山的平均寿命为 13 年，是北半球冰山平均寿命的 4 倍多。 冰山和流冰的漂移方向主要受风和海流共同制约。无风时，其漂移方向与速率大致与海流相同；单纯由风引起的漂移速度约为风速的 1/50～1/40；方向则偏风矢量之左(南半球)或右方(北半球)；在强潮流区，主要受潮流制 约。3.2.2 海冰的物理性质一、海冰的盐度 海冰的盐度是指其融化后海水的盐度，一般为 3～7 左右。海水结冰时，是其中的水冻结，而将其中的盐分排挤出来，部分来不及流走的盐分以卤汁的形式被包围在冰晶之间的空隙里形成“盐泡”。此外， 海水结冰时，还将来不及逸出的气体包围在冰晶之间，形成“气泡”。因此， 海冰实际上是淡水冰晶、卤汁和气泡的混合物。　　海冰盐度的高低取决于冻结前海水的盐度、冻结的速度和冰龄等因素。 冻结前海水的盐度越高，海冰的盐度可能也高。在南极大陆附近海域测得的 海冰盐度高达 22～23。结冰时气温越低，结冰速度越快，来不及流出而被包 围进冰晶中的卤汁就越多，海冰的盐度自然要大。在冰层中，由于下层结冰 的速度比上层要慢，故盐度随深度的加大而降低。当海冰经过夏季时，冰面 融化也会使冰中卤汁流出，导致盐度降低，在极地的多年老冰中，盐度几乎 为零。二、海冰的密度纯水冰 0℃时的密度一般为 917kg.m-3，海冰中因为含有气泡，密度一般低于此值，新冰的密度大致为 914～915kg.m-3。冰龄越长，由于冰中卤汁渗 出，密度则越小。夏末时的海冰密度可降至 860kg.m-3 左右。由于海冰密度 比海水小，所以它总是浮在海面上。三、海冰的热性质和其它物理性质 海冰的比热容比纯水冰大，且随盐度的增高而增大。纯水冰的比热容受温度的影响不大，而海冰则随温度的降低有所降低。在低温时，由于其含卤 汁少，因此随温度和盐度的变化都不大，接近于纯水冰的比热。但在高温时， 特别在冰点附近(-2℃)，由于海冰中的卤水随温度的升降有相变，即降温时 卤水中的纯水结冰析出，升温时冰融化进入卤水之中，从而使其比热容分别 有所减小和增大。其减小和增大值因其盐度而有极大差异，低盐时其比热容 小，而高盐时其比热容将比纯水冰大数倍，甚至十几倍。海冰的融解潜热也比纯水冰的大。 海冰的热传导系数比纯水冰小，因为海冰中含有气泡，而空气的热传导系数是很小的。海冰的热传导系数略大于海水的分子热传导系数，因而海冰 限制了海洋向大气的热量输送，而且也使海洋的蒸发失热大为减少，从而形 成了海洋的保护层。　　由于海冰上部的空隙比下层的空隙多，所以其热导系数也随深度，即由 冰面向下的厚度而增大，超过 1m 的海冰其热传导系数就与纯水冰相差不大， 在表面附近约为纯水冰的 1/3 左右。海冰的热膨胀系数随海冰的温度和盐度而变化。对低盐海冰，随着温度的降低，它开始是膨胀，继之变为收缩。由膨胀变为收缩的临界温度值随海 冰盐度的增加而降低。对于高盐海冰，随温度降低始终是膨胀的，但膨胀系 数越来越小。海冰的抗压强度约为纯水冰的 3/4，这显然是因其存在许多空隙造成的。　　海冰对太阳辐射的反射率远比海水的大，海水的反射率平均只有 0.07， 而海冰可高达 0.5～0.7。由于海冰的覆盖面积比陆冰还大，故其反射的能量 无论对海洋自身或者气候状况的影响都是不可忽视的。3.2.3 海冰与海况一、对海洋水文要素铅直分布的影响 由于结冰过程中存在的海水铅直对流混合常达到相当大的深度，在浅水区可直达海底，从而导致所有海洋水文要素的铅直分布较为均匀。这一过程 又能把表层高溶解氧的海水向下输送，同时把底层富含浮游植物所需要的营 养盐类的肥沃海水输送到表层，有利于生物的大量繁殖。因此，有结冰的海 域，特别是极地海区往往具有丰富的渔业资源。例如南极的鳞虾和鲸渔场闻 名世界，与此即有直接关系。　　融冰时，表层会形成暖而淡的水层覆盖在高盐的冷水之上，出现密度跃 层，这又会影响各种水文要素的铅直分布和上下水交换。二、对海洋动力现象的影响 海冰的存在对潮汐、潮流的影响极大，它将阻尼潮位的降落和潮流的运动，减小潮差和流速；同样，海冰也将使波高减小，阻碍海浪的传播等。 三、对海水热状况的影响　　当海面有海冰存在时，海水通过蒸发和湍流等途径与大气所进行的热交 换大为减少，同时由于海冰的热传导性极差，对海洋起着“皮袄”的作用。 海冰对太阳辐射能的反射率大，以及其融解潜热高等，都能制约海水温度的 变化，所以在极地海域水温年变幅只有 1℃左右。四、极地海区形成大洋底层水 特别在南极大陆架上海水的大量冻结，使冰下海水具有增盐、低温从而高密的特性，它沿陆架向下滑沉可至底层，形成所谓南极底层水，并向三大 洋散布，从而对海洋水文状况具有十分重要的影响。　　总之，海冰不仅对海洋水文状况自身，对大气环流和气候变化会产生巨 大的影响，而且会直接影响人类的社会实践活动。例如，它能直接封锁港口 和航道，阻断海上运输，毁坏海洋工程设施和船只；俄罗斯北方航线的某些 区段，每年通航期仅有 2～4 个月。冰山更是航海的大敌，45000 吨的“泰坦 尼克”号大型豪华游船，就是在 1912 年 4 月 14 日凌晨在北大西洋被冰山撞 沉的，使 1500 余人遇难。中国的海冰也能造成灾害，1969 年 2～3 月间，渤 海曾发生严重冰封，除了海峡附近外，渤海几乎全被冰覆盖，港口封冻，航 道阻塞，海上石油钻井平台被冰推倒，海上航船被冰破坏，万吨级的货轮被 冰挟持，随冰漂流达 4 天之久，海上活动几乎全部停止。在 1936 年和 1947 年也曾发生过相当严重的冰情。20 世纪 40 年代以来，高纬沿海国家相继开展了海冰观测和研究工作，发布冰山险情和海冰预报。目前，利用岸站、船舶、飞机、浮冰漂流站、雷 达及卫星等多种途径对海冰和冰山进行观测，并利用数理统计、天气学和动 力学数值方法发布海冰的长、中、短期预报。中国目前也已加强了这方面的 工作。§3.3 世界大洋的热量与水量平衡　　世界大洋中的温度、盐度和密度是海洋学中极为重要的三个基本物理参 量。可以说海洋中的一切现象几乎都与它们有密切的关系。而海洋中热量与 水量的收支情况则是制约其分布与变化的最重要因素。3.3.1 海面热收支　　世界大洋中的热量来自太阳辐射能，它们几乎全部通过海气界面到达海 洋。通过海底向大洋输送的热量，除在个别热活动比较强烈的区域外，影响 不大；由于海洋内部放射性物质的裂变以及生物、化学过程与海水运动所释 放出来的热能更是微不足道，因此，对整个世界大洋而言，在考虑其热平衡 时都可忽略不计。当然，在研究极小尺度的海洋空间时，有时则另当别论。 海洋学研究表明，在几十年至几百年的时间尺度内，就整个世界大洋平 均温度而言，并未发现它的变化，因此，可以认为海洋中获得的热量应与支出的热量相同。而这种收入与支出又主要是通过海面进行的。通过海面热收支的主要因子有，太阳辐射(Qs)、海面有效回辐射(Qb)、蒸发或凝结潜热(Qe)以及海气之间的感热交换(Qh)。即QW=QS-Qb±Qe±Qh (3—26)QW 为通过海面的热收支余项。把世界大洋作为一个整体，长期而言，应有 Qw=0，但对局部海区，在短时期内，例如 1 天，1 个月或 1 个季度，则 QW≠0；QW＞0 时海水净得到热量，反之，QW＜0 时，海洋失去热量。对于特定海域，尚需考虑降水、大陆径流及结冰与融冰等因素的影响。 一、通过海面进入海洋的太阳辐射能 QS　　太阳表面温度高达 6000K 以上，它以电磁波的形式向太空辐射巨大的能 量。太阳辐射也是地球的最主要的能量源泉。地球每年接受太阳辐射能量约为 5.5×1024J，相当于人类全年消耗各种能源的 8.7 万倍。太阳辐射能量的99.9％集中在0.2～10.0μm波段内，其中可见光0.40～0.76μm 部分的能量占 44％，红外部分(＞0.76μm)占47％，紫外部分(＜0.40μm)占 9％。 地球在地日平均距离处，和太阳光线垂直的大气上界的单位面积、单位时间接受的总辐射能称为太阳常数，记为 S0，其值为S0=1367±7W·m-2 (3－27)因为地球近似为圆球形，故全球平均值只有 S0 的 1/4。　　当太阳辐射通过大气时，紫外部分的能量绝大部分被臭氧吸收；红外部 分的能量也被大气中的水汽、CO2 等部分吸收。同时部分能量又被大气中的分 子、微粒等散射，而其中的一部分也可到达海洋。因此射达海面的太阳总辐 射是太阳直达辐射和散射辐射两部分之和。　　根据斯蒂芬-波尔兹曼定律，任何高于 0K 的物体都能以辐射的形式向外 释放能量，它与绝对温度 TK 的 4 次方成正比，即4E = FσTk（3 - 28）式中σ称为 Stefan-Boltzmann 常数，σ=5.6W·m-2·K-4(3-29)F 为辐射体的透明系数。对绝对黑体，F=1，绝对透明体，F=0。 辐射能量最大的波长与辐射体表面的绝对温度 TK 成反比，由恩维定律给出：λ=C/TK (3-30)式中 C=2898(μm·K)。由式(3—30)可计算出太阳辐射能最强的波长为 0.475μm，故称短波辐射。它对应于可见光中的青光波段。 到达海面的太阳辐射与大气透明度和天空中的云量、云状以及太阳高度H(太阳光线与地球观测点的切线之间的夹角)有关。平均而言，它只有太阳常 数的一半。到达海面的太阳辐射又有部分被海面反射到大气中去。因此，真 正进入海洋的部分可由经验公式QS=QSO(1-0.7C)(1-AS) (3-31)计算。式中 QSO 为晴空无云时到达海面的总辐射；C 为云量(0～1)；AS 为海面反射率，即从海面反射的入射辐射与到达海面总辐射之比，它与太阳高度与 海面状况有关。平均而言，AS 只有 7％，然而在高纬海区，由于冰雪覆盖以 及太阳高度低，所以 AS 值大；而在低纬海区则相反。　　若考虑到太阳高度的变化对到达海面单位面积上的辐射强度的影响，有 如下公式进行计算QH=QS·sinH (3-32)可见，一年中在低纬海区所接受的太阳辐射要大于高纬海区；同理，在一天 内，中午前后所接受的太阳辐射要大于早、晚。　　太阳辐射总量在一个月或一年中的分布变化，对整个世界大洋水温的分 布与变化有极大的影响。图 3—6 是 6 月和 12 月太阳月辐射总量随纬度的分 布曲线。以 6 月份代表北半球夏季，太阳高度随纬度的增加而变低，因此海 洋所接受的太阳辐射能随纬度的增高而减少，但其日照时间却随纬度的增高 而加长，两者对辐射量的作用是相反的。因此总辐射量随纬度的分布差异不 显著。换言之，即梯度较小。12 月份可代表北半球的冬季，太阳高度随纬度的增高迅速变低，甚至在北极圈内出现 24 小时黑夜，即无日照。两者的共同作用，使辐射总量随纬度 的增高迅速减少。也就是说，从赤道到高纬之间辐射量的梯度很大。辐射量 的这种冬夏变化是导致北半球大洋水温南北方向的梯度冬季大于夏季的主要 原因。　　从图中还可以看出，月总辐射量的最大值出现在副热带海域。这一方面 与太阳高度大相对应，同时又因为在副热带高压区云量少有直接关系。在赤 道海域却由于云量较多而影响了辐射量，因此相对较低。在高纬海区尽管夏 季的辐射量大，但由于冰雪的融化，消耗了大量的热量，所以水温仍然很低， 在一年中不会引起很大变幅。二、海面有效回辐射 Qb　　海洋在吸收太阳短波辐射的同时，也要向大气辐射能量，世界大洋表层 的平均温度为 17.4℃，根据恩维定律，它向大气辐射最强的波长　　　　λ=.4)=10(μm) (3－33) 因此称为长波辐射。而海洋辐射的能量 90％以上集中在 4～80μm 范围之内。海面向大气的长波辐射，大部分为大气中的水汽和 CO2 所吸收，连同大气直接从太阳辐中吸收的能量，同时也以长波的形式向四周辐射，向上部分 进入太空，向下的部分，称为大气回辐射，几乎全部被海洋吸收。所谓海面 有效回辐射，即指海面的长波辐射与大气回辐射(长波)之差。　　大气的平均温度为 13.7℃，比海面温度低。根据式(3—28)，视海面近 似为绝对黑体，即 F≈1；大气为半透明体，即 F＜1。因此，海面的长波辐射 要比大气回辐射的量值大，交换的结果恒为海洋失去热量。海面有效回辐射主要取决于海面水温，海上的水汽含量和云的特征。图3—7 为晴天时海面有效回辐射随温度和相对湿度的变化(kW·m-2)。　　可以看出，当相对湿度一定时，海面有效回辐射随温度的升高而减小。 这是因为当海面温度升高时，虽然海面的长波辐射增大，但与此同时，海面 上的水汽量也增加，而且随温度的升高呈指数性增加，结果大气回辐射比海 面长波辐射增大得快，从而使海面有效回辐射减小。同理，当温度一定时， 随相对湿度的增大，海面有效回辐射也减小。当天空有云时，大气回辐射强，海面有效回辐射减小。这正是在冬季早晨阴天时比晴天时暖和的原因。 由于海面水温和海面上层的相对湿度的日变化和年度变化相对较小，因此海面有效回辐射的地理变化和季节变化比较小。平均而言，全球的太阳辐射 QS 比海面有效回辐射 Qb 大，故 QS-Qb＞0，这部分热盈余称为辐射平衡。归根结底，它又以其它方式返回大气。 海面有效回辐射的计算方法，常用经验公式给出。尽管形式各异，但其参数都离不开与湿度、温度及云有关的因子。三、蒸发耗热 Qe　　蒸发和水汽凝结本来是可逆过程。海面蒸发，使海水变成水汽进入大气， 海洋中的部分热量以潜热的形式被带入大气，海洋失去热量；当大气中水汽 凝结时，又将热量释放出来，但这部分热量却几乎全部留在大气中，成为大 气的热源之一。因此蒸发只能使海洋耗热。平均而言，海洋每年蒸发掉约 126cm 厚的海水，由于海水的蒸发潜热很大，所以蒸发使海洋失去巨额热量。据计算，约占世界大洋辐射平衡热盈余的 90％。当然，大洋不同海域的蒸发耗热不同，这主要由其蒸发量不同所致。 蒸发的速率与近海面空气层中水汽的铅直梯度成比例。通常，紧贴海面 的水汽含量可视为是饱和的，如果其上部气层中的水汽量越少，则越有利于 水汽向上扩散，从而使蒸发得以继续进行。因此，海面上部气层中在铅直方向上的水汽压差，是维持海水蒸发的先决条件。海面水温(tw)与近海面气层的温度(ta)差与蒸发的速率有着密切关系。当 tw＞ta 时，由于海洋向大气传导热量，使近海面气温升高，从而发生热力对流，结果将水汽源源向上输送，而上部水汽含量较少、温度较低的空 气下沉至海面；与此同时，海面降温、增密下沉，其下的相对高温水上升至 海面。这一过程维持着海气温差的继续存在。因此，由于 tw＞ta 所引起的海气中的热力对流过程使蒸发不断地进行。当 tw＜ta 时，由于大气向海洋传导热量，使近海面气温降低，导致气层的层结稳定，同样海面升温，也产生稳定层结。由于近海面的水汽不能迅速 地向上输送，甚至发生凝结，以致蒸发停止。　　青岛近海在春末夏初的海雾，就是由于暖空气流过冷海面所形成的。在 秋末冬初，正好相反，因此也是一年中蒸发最强的季节。　　在实际海洋的蒸发过程中，风对上述蒸发的物理过程起着巨大的促进作 用。海面上的风，实际上是以湍流形式存在的，它一方面极大地加强了海气 之间的热传导，同时又将近海面水汽迅速地向外输送，它对蒸发的加速，远 远超过单纯由上述物理过程的贡献。同时，风所引起的海浪，又增大了海洋 的蒸发面，甚至当波浪破碎时，直接将海水输向大气。海洋蒸发耗热理论上可由下式计算，即Qe=L×E (3-34)　　式中 L 为蒸发潜热，E 为蒸发量。但海面蒸发量难以直接测量，因而多 借助于经验公式进行计算。布德科提出如下经验公式E=k(e0-ez)W (3-35)式中 E 为蒸发量；e0 与 ez 分别为依海面水温计算的水汽压与在 Zm 高处依气温计算的水汽压。W 为风速；k 为一系数，它与风速有关。 大洋上的蒸发速率是不均匀的，且具有明显的季节变化。赤道海域蒸发量较小，因为那里空气中相对湿度大而风速又小；高纬海区由于气温低，大气容纳的水汽量小，因而蒸发量也小；副热带海区和信风带，空气干燥、气 温高，风速大，所以蒸发量大；特别在大西洋湾流区和太平洋黑潮区出现极 大值，其原因是暖流北上到中纬海域，水温远高于气温，尤其冬季又盛行偏 北风，所以蒸发特别强烈。就季节变化而言，一般冬季大于夏季，这主要由于冬季水温高于气温，空气层结不稳定，且冬季风速较大所致。 四、海洋与大气的感热交换 Qh　　由于海洋表层水温和气温一般是不相等的，所以两者之间通过热传导也 有热量交换。这一交换过程主要受制于两个因素：海面风速和海-气温差。其 交换的物理机制同(三)中所述。当然，不同海区和不同季节，海 -气的感热交换有明显差别。冬季盛行寒冷气流，出现较大的向上的热通量，特别是在湾流、黑潮经过的中纬海域和 高纬的海面上更是如此；夏季感热交换通常是相当小的；在寒流及上升流区 可出现向下的热通量。平均而言，世界大洋通过感热交换向大气输送热量，相当于辐射平衡热盈余的 10％。在一些海洋学书刊中将感热交换 Qh 与蒸发耗热 Qe 之比称为鲍恩比。它是计算海洋热平衡的一个重要参数。 五、海面热收支随纬度的变化世界大洋海面年平均热收支随纬度的分布如图 3—8 所示。(QS-Qb)为通过海面进入海水的净辐射量。在 25°N～20°S 之间最大，然后随纬度的增高 而急剧减少。蒸发所耗热量 Qe 的量级与(QS-Qb)相当，在中、高纬度的变化趋 势也极为相似，但在低纬热带海区，则由于海面上湿度大，蒸发量显著低于副热带海区，因此导致蒸发耗热 Qe 呈双峰分布形式。由图还可看出，海-气 感热交换 Qh 随纬度变化不大，且量值较小。各热收支分量合成的结果如图中Qt 所示，其变化十分显著。从 23°N～18°S 的热带海域热平衡余项 Qt 为正， 即海水有净的热收入；由此向两极方向的中、高纬海域 Qt 皆为负，即海水有 净的热量支出。　　全年平均有热量净收入的海域，由于热量的积累，水温应不断升高，反 之在热量有净支出的海域水温应不断降低，但事实并非如此。虽然热带海区 表层水温比中高纬温带与寒带海域的水温明显高，但它们的年际变化却不 大。这一事实说明在大洋内部必然存在着自低纬向中高纬的热量输送。这是 由大洋径向环流来完成的。3.3.2 海洋内部的热交换　　如上所述，对整个世界大洋而言，其热收支应该相等，但对局部海域而 言，在不同的时段内其热收支并不一定平衡。这就涉及到通过海-气界面所进 行的热交换的余额在海洋内部如何重新分配的问题。海洋内部的热交换方式可由诸多因素引起，但其表现形式无非是在铅直方向上和水平方向上的热量输运。 一、在铅直方向上的热输运(QZ)　　主要是通过湍流进行的，它是通过海面上的风、浪和流等引起的涡动混 合，把海面的热量向下输送的。由于湍流混合在一年四季中，在任何海域都能发生，因此它是海洋内部铅直热交换的主要角色。一般说来，它的作用多是将海水表层所吸收的辐射 能向海洋深层输送。在海面有净热量支出的海域，往往由于降温增密作用引 起对流，对流的结果却使热量向上输送。当然，海洋中铅直方向上的热交换尚有其它因素引起，如埃克曼抽吸和大风卷吸作用能导致下层冷水上涌；在有升、降流的海域，尽管其速度只有10-6～10-4m/s 的速度，但由于其常年存在，所输运的热量也是相当可观的， 从而导致升、降流区的水温出现异常分布，等等，这在研究局部海域的热平 衡时，无疑是不可轻易忽视的。二、在水平方向上的热输送(QA)　　主要是通过海流来完成的。在海洋内部水平方向上的热输运是相当可观 的。单位时间内通过与海流方向垂直的单位面积上所输送的热量q=cpρVt式中 V 为流速，cp、ρ、t 分别为海水的定压比热、密度和温度。可见海流所输送的热量除与流速有关外，还由水温高低决定。但是，影响海流流经海 区热状况变化的关键却不是水温绝对值的高低，而是在海流方向上的水温梯度 ?t （n为海流方向）。即有?n?tQ A
? ?cρV ?n(3 ? 36)式中负号说明热量输送方向与温度梯度方向相反。 整个世界大洋的海面热平衡呈纬向带状分布，从而水温分布亦相似。因此，海流在大洋中水平方向的热输送，沿经向最为明显。 三、海洋中的全热量平衡 式(3—26)给出了通过海面的热平衡方程，在此基础上再同时考虑到海洋内部的热交换，即有Qt=Qs-Qb±Qe±Qh±QZ±QA (3-37)该式称为海洋全热量平衡方程。它适用于任何时段和局部海区的热平衡计 算。一般而言，方程中右端各项的代数和Qt≠0 (3-38)当 Qt＞0 时，海水有净的热量收入，水温将升高；反之，当 Qt＜0 时，水温将降低。Qt 的绝对值越大时，则相应地升温或降温的速率将越快。当 Qt 由正值转为负值时，此 Qt=0，对应于温度的极大值；反之当 Qt 由负值转为正值，Qt=0 时，则为水温极小值。例如，在一天中，我们姑且把式(3－37)中右端的 Qb、Qe、Qh、QZ 和 QA各量视为常量(事实上在一天中它们的变化也很小)，那么 Qt 值的变化就完全决定于 Qs 的变化。一般情况下，Qs 值在中午达到最大值(因为太阳高度大)此时 Qt＞0，且达最大值，水温升高的速率此时也达最大；午后，由于太阳高度的减低，Qs 值减小到与方程右端其它各项的代数和相等时，即有 Qt＝0，则水温达到极大值，停止上升。然后，随着太阳高度的进一步降低，Qt 转为负值，水温便开始降低。因此，一天中水温最高值出现的时间不是中午太阳 高度最大的时刻，而是出现在午后 1～3 时左右。同理，可讨论水温极小值出 现的时刻是发生在 Qt 值由负值转为正值的时刻，海洋中一般发生在凌晨。 在一年中水温极大值同样不是出现在太阳高度最大的月份(北半球为 6月)，而是 8 月份左右，最低值则出现在 1～2 月份。 研究海洋热平衡的重要意义在于使我们分析海洋水温的时空变化时，能把握住主要矛盾。在对局部海域研究时，可以通过计算热平衡的各分量，弄清制约该海域热状况的主要因子。如果计算后发现 Qt≠0，且又排除了计算的误差，那就提醒我们必须去研究和发现新的问题。3.3.3 海洋中的水平衡　　海洋与外界还不断地进行水量交换。对整个世界大洋而言，也存在着水 量收支平衡的关系，但它与海洋热平衡有着质的差异。海洋的热量基本上只 靠太阳辐射这一外部热源输入，然后在各种过程的制约下，得以达成某种平 衡。而海洋中水量平衡却不然，水的来源及支出都是在地球系统自身之内进 行循环的，所以又称为水循环，而海洋热平衡却不能称为热量循环。海洋中 的水量收支影响着盐度的分布与变化。一、影响水平衡的因子 海洋中水的收入主要靠降水(Precipitation)、陆地径流(Runoff)和融冰；支出则主要是蒸发和结冰。　　1.蒸发蒸发不仅使海洋失去热量，同时又使海洋失去水量。据计算，海 洋每年失去的水量为(440～454)×103km3。蒸发将使海洋每年下降 124～126cm。由图 3—9 可见，蒸发在海洋中的分布是很不均匀的。赤道附近小， 南、北副热带海域出现两个极大值，蒸发量可达 140cm，向高纬迅速减小， 至两极海2.降水降水是海洋水收入的最重要因子。每年可达(411～416)×103km3，但其分布也是不均匀的。由图 3—9 可见，在赤道附近的热带海域降 水量最大，年平均降水量可达 180cm 以上，在副热带海域降至 60cm 左右，而 南北两半球的极锋附近又显著增多，然后向极方向迅速减少。它与蒸发量之 间，除大于 50°的高纬海域外，其变化曲线几乎是反位相的。因为它们是海 洋水量支出与收入的主要影响因子，可想而知，必对海洋表层盐度的分布产 生巨大的影响。　　3.大陆径流大陆径流，包括地下水入海是海洋水量收入的另一重要因 子。其分布在世界各大洋中也是极不均匀的。进入各大洋的径流量最大的要 算大西洋，其中仅亚马孙河就几乎占全世界径流量的 20％；另外尚有刚果 河，密西西比河及欧洲许多河流的流入，致使大西洋的入海淡水居世界之首。 它们可使大西洋平均洋面上升 23cm/a。印度洋次之。对太平洋来说，注入最 大的河流是中国的长江，但其径流量只及亚马孙河的 18.9％，由于太平洋面 积广阔，所有陆地径流量平均只能使其水面上升 7cm/a。　　4.结冰与融冰结冰与融冰是海洋水平衡中的可逆过程。海冰被海水冲击 到陆地上使海洋失去水量，相反，冻结在陆地上冰的融化会使海洋水量增加。 如果被冻结在陆地上的冰全部融化流入海洋，将使海平面上升 66m。就目前 而言，结冰与融冰的量基本上是平衡的。但在个别海域，不同季节，不平衡 的情况仍然存在。例如，在南极大陆上的冰川，以每天 1m 的速度向海洋推进， 断裂入海后形成巨大的冰山；北极海域的格陵兰岛也是冰山发源地，这些冰 山终将融化，对局部海域水平衡的影响是不容忽视的。二、水量平衡方程　　对整个世界大洋而言，水量的收支应该是平衡的。但对局部海域而言， 不一定时时都能平衡，从而导致水位的上升或下降，这又会引起海水的流动， 以达到水量与水位的调整。考虑到海洋中水量收支的各种因素，其全水量平 衡方程可写为下列形式q=P+R+M+Ui-E-F-U0 (3-39)式中 P 为降水，R 为陆地径流，M(Melt)为融冰，Ui(In)为海流及混合使海域获得的水量，E(Evapotation)为蒸发，F(Freeze)为结冰，U0(Out)为海流及混合使海洋失去的水量，余项 q 为研究海域在某时段内水量交换的盈余(q＞0)或亏损(q＜0)。 对整个世界大洋而言，结冰(F)与融冰(M)是可逆过程，相互抵消，由海流混合带入的水量(Ui)和带走的水量(U0)也应相等，因此有
q=P＋R-E (3-40) 该式对某些特定海域有时也可直接引用。因为在大多数海域可不考虑结冰与 融冰的影响；在具有封闭环流的海域内，例如某一海湾中，可视为 Ui=U0。式(3—40)表明，大陆径流、蒸发和降水三个因子是决定世界大洋水量平衡的基本因子。布迪科(1974)计算，就世界大洋总平均而言，R=12cm/a， P=114cm/a，E=126cm/a，故 q=0。　　当然对某个大洋，只考虑 P、R 和 E 三项，就不能保持 q=0。如太平洋因 降水与径流之和大于蒸发，水量有盈余；大西洋则因蒸发大于降水与径流之 和，导致水位损失 12cm/a；北冰洋因蒸发少，径流多而有水量盈余。因此， 大西洋需要太平洋和北冰洋的水进行补充。　　海洋中水量盈余将使盐度减小，反之使盐度增大。在大洋的东西两边， 由于流向相反，它们对盐度的影响，平均后基本可以抵消，而大洋中部，由 于径流的影响很小，因而表层盐度随纬度的变化，就基本上受制于蒸发与降 水之差(E-P)的变化了。乌斯特(1954)发现，在 60°S～40°N 大洋表面盐度 分布与(E-P)的经向分布十分相似，并给出如下公式S=34.47+0.0150(E-P) 10°N～40°N S=34.92+0.0125(E-P) 60°S～10°N说明盐度与(E-P)之间存在线性关系。§3.4 世界大洋温度、盐度、密度的分布和水团3.4.1 海洋温度、盐度和密度的分布与变化　　世界大洋的温度、盐度和密度的时空分布和变化，是海洋学研究最基本 的内容之一。它几乎与海洋中所有现象都有密切的联系。　　从宏观上看，世界大洋中温、盐、密度场的基本特征是，在表层大致沿 纬向呈带状分布，即东—西方向上量值的差异相对很小；而在经向，即南— 北方向上的变化却十分显著。在铅直方向上，基本呈层化状态，且随深度的 增加其水平差异逐渐缩小，至深层其温、盐、密的分布均匀。它们在铅直方 向上的变化相对水平方向上要大得多，因为大洋的水平尺度比其深度要大几 百倍至几千倍。图 3—10 为大洋表面温、盐、密度平均值随纬度的变化。一、海洋温度的分布与变化　　对整个世界大洋而言，约 75％的水体温度在 0～6℃之间，50％的水体温 度在 1.3～3.8℃之间，整体水温平均为 3.8℃。其中，太平洋平均为 3.7℃，大西洋 4.0℃，印度洋为 3.8℃。 当然，世界大洋中的水温，因时因地而异，比上述平均状况要复杂得多，且一般难以用解析表达式给出。因此，通常多借助于平面图、剖面图，用绘制等值线的方法，以及绘制铅直分布曲线，时间变化曲线等，将其三维时空 结构分解成二维或者一维的结构，通过分析加以综合，从而形成对整个温度 场的认识。这种研究方法同样适应于对盐度、密度场和其它现象的研究。(一)海洋水温的平面(水平)分布　　1.大洋表层的水温分布进入海洋中的太阳辐射能，除很少部分返回大气 外，余者全被海水吸收，转化为海水的热能。其中约 60％的辐射能被 1m 厚 的表层吸收，因此海洋表层水温较高。大洋表层水温的分布，主要决定于太阳辐射的分布和大洋环流两个因子。在极地海域结冰与融冰的影响也起重要作用。　　大洋表层水温变化于-2～30℃之间，年平均值为 17.4℃。太平洋最高， 平均为 19.1℃；印度洋次之，为 17.0℃；大西洋为 16.9℃。相比各大洋的 总平均温度而言，大洋表层是相当温暖的。各大洋表层水温的差异，是由其所处地理位置、大洋形状以及大洋环流的配置等因素所造成的。太平洋表层水温之所以高，主要因为它的热带和副 热带的面积宽广，其表层温度高于 25℃的面积约占 66％；而大西洋的热带和 副热带的面积小，表层水温高于 25℃的面积仅占 18％。当然，大西洋与北冰 洋之间和太平洋与北冰洋之间相比，比较畅通，也是原因之一。　　从表 3—2 可以看出，大洋在南、北两半球的表层水温有明显差异。北半 球的年平均水温比南半球相同纬度带内的温度高 2℃左右，尤其在大西洋 南、北半球 50°～70°之间特别明显，相差 7℃左右。造成这种差异的原因， 一方面由于南赤道流的一部分跨越赤道进入北半球；另一方面是由于北半球 的陆地阻碍了北冰洋冷水的流入，而南半球则与南极海域直接联通。表 3-2 三大洋每 10°纬度带内表面水温的年平均值(℃)(据 Defant，1961)纬度
北半球
南半球
大西洋太平洋印度洋平均
大西洋太平洋印度洋平均
0 °-10 °10 °-20 °20 °-30 °30 °-40 °40 °-50 °50 °-60 °60 °-70 °70 °-80 °80 °-90 °-
26.6
11.08.7 - 5.7 6.15.6 - - 3.1- - - (-1.0)- - - (-1.7)0 ～ 90 °20.1 27.5
17.08.6 8.7 11.2
9.81.8 1.6 5.0 3.0(-1.3) (-1.5) (-1.3) (-1.4)(-1.7) (-1.7) (-1.7) (-1.7)- - - -0 ～ 80 °14.1 15.2 16.8 16.0
图 3-11 与 3-12 为世界大洋 2 月和 8 月表层水温的分布，具有如下共同特点：　　1)等温线的分布，沿纬线大致呈带状分布，特别在南半球 40°S 以南海 域，等温线几乎与纬圈平行，且冬季比夏季更为明显，这与太阳辐射的纬度 变化密切相关。2)冬季和夏季最高温度都出现在赤道附近海域，在西太平洋和印度洋近赤道海域，可达 28～29℃，只是在西太平洋 28℃的包络面积夏季比冬季更 大，且位置偏北一些。图中的点断线表示最高水温出现的位置，称为热赤道， 平均在 7°N 左右。3)由热赤道向两极，水温逐渐降低，到极圈附近降至 0℃左右；在极地冰盖之下，温度接近于对应盐度下的冰点温度。例如南极冰架之下曾有-2.1℃的记录。　　4)在两半球的副热带到温带海区，特别是北半球，等温线偏离带状分布， 在大洋西部向极地弯曲，大洋东部则向赤道方向弯曲。这种格局造成大洋西 部水温高于东部。在亚北极海区，水温分布与上述特点恰恰相反，即大洋东 部较大洋西部温暖。大洋两侧水温的这种差异在北大西洋尤为明显，东西两 岸的水温差，夏季有 6℃左右，冬季可达 12℃之多。这种分布特点是由大洋 环流造成的：在副热带海区，大洋西部是暖流区，东部为寒流区；在亚北极 海区正好相反。在南半球的中、高纬度海域，三大洋连成一片，有著名的南 极绕极流环绕南极流动，所以东西两岸的温度差没有北半球明显。　　5)在寒、暖流交汇区等温线特别密集，温度水平梯度特别大，如北大西 洋的湾流与拉布拉多寒流之间和北太平洋的黑潮与亲潮之间都是如此。另外 在大洋暖水区和冷水区，两种水团的交界处，水温水平梯度也特别大，形成 所谓极锋(thepolarfront)。　　6)冬季表层水温的分布特征与夏季相似，但水温的经线方向梯度比夏季 大。　　2.大洋表层以下水温的水平分布大洋表层以下，太阳辐射的直接影响迅 速减弱，环流情况也与表层不同，所以水温的分布与表层差异甚大。图 3-13　　为水深 500m 水温的分布，显见水温的经线方向梯度明显减小，在大洋西边界 流相应海域，出现明显的高温中心。大西洋和太平洋的南部高温区高于 10℃，太平洋北部高于 13℃，北大西洋最高达 17℃以上。　　1000m 的深层上，水温的经线方向变化更小，但在北大西洋东部，由于 高温高盐的地中海水溢出直布罗陀海峡下沉，出现了大片高温区；红海和波 斯湾的高温高盐水下沉，使印度洋北部出现相应的高温区。在 4000m 层，温 度分布趋于均匀，整个大洋的水温差不过 3℃左右。至于底层的水温主要受 南极底层水的影响，其性质极为均匀，约 0℃左右。(二)水温的铅直分布　　图 3—14 是大西洋准经线方向断面水温分布。可以看出，水温大体上随 深度的增加呈不均匀递减。低纬海域的暖水只限于薄薄的近表层之内，其下 便是温度铅直梯度较大的水层，在不太厚的深度内，水温迅速递减，此层称 为大洋主温跃层(the main thermocline)，相对于大洋表层随季节生消的跃 层(the seasonal thermocline)而言，又称永久性跃层 (the permanent thermocline)。大洋主温跃层以下，水温随深度的增加逐渐降低，但梯度很 小。　　大洋主温跃层的深度并不是随纬度的变化而单调地升降。它在赤道海域 上升，其深度大约在 300m 左右；在副热带海域下降，在北大西洋海域(30°N 左右)，它扩展到 800m 附近，在南大西洋(20°N 左右)有 600m；由副热带海 域开始向高纬度海域又逐渐上升，至亚极地可升达海面，大体呈“W”形状分 布。以主温跃层为界，其上为水温较高的暖水区，其下是水温梯度很小的冷水区。冷、暖水区在亚极地海面的交汇处，水温梯度很大，形成极锋。极锋 向极一侧的冷水区一直扩展至海面，暖水区消失。暖水区的表面，由于受动力(风、浪、流等)及热力(如蒸发、降温、增密等)因素的作用，引起强烈湍流混合，从而在其上部形成一个温度铅直梯度很 小，几近均匀的水层，常称为上均匀层或上混合层(uppermixedlayer)。上混 合层的厚度在不同海域、不同季节是有差别的。在低纬海区一般不超过100m，赤道附近只有 50～70m，赤道东部更浅些。冬季混合层加深，低纬海区可达 150～200m，中纬地区甚至可伸展至大洋主温跃层。 在混合层的下界，特别是夏季，由于表层增温，可形成很强的跃层，称为季节性跃层。冬季，由于表层降温，对流过程发展，混合层向下扩展，导致季节性跃层的消失。　　在极锋向极一侧，不存在永久性跃层。冬季甚至在上层会出现逆温现象， 其深度可达 100m 左右(图 3—15)，夏季表层增温后，由于混合作用，在逆温 层的顶部形成一厚度不大的均匀层。因此，往往在其下界与逆温层的下界之 间形成所谓“冷中间水”，它实际是冬季冷水继续存留的结果。当然，在个 别海区它也可由平流造成。大西洋水温分布的这些特点，在太平洋和印度洋也都存在。 关于季节性跃层的生、消规律如图 3—16 所示。这是西北太平洋(50°N，145°W)的实测情况。　　3 月，跃层尚未生成，即仍然保持冬季水温的分布状态。随着表层的逐 渐增温，跃层出现，且随时间的推移，其深度逐渐变浅，但强度逐渐加大，至 8 月达到全年最盛时期；从 9 月开始，跃层强度复又逐渐减弱，且随对流 混合的发展，其深度也逐渐加大，至翌年 1 月已近消失，尔后完全消失，恢 复到冬季状态。　　值得提出的是在季节跃层的生消过程中，有时会出现“双跃层”现象， 如图中 7 月和 8 月的水温分布就是这样。这是由于在各次大风混合中，混合 深度不同所造成的。　　再者，在深海沟处有时会出现水温随深度缓升的逆温现象，这一方面可 能由于地热的影响，另外也常因为压力增大，绝热增温使然，因此在研究大 洋深层海水运动和水团分布时，最好采用位温为宜。(三)水温的变化　　1.日变化 大洋中水温的日变化很小，变幅一般不超过 0.3℃。影响水 温日变化的主要因子为太阳辐射、内波等。在近岸海域潮流也是重要影响因 子。单纯由太阳辐射引起的水温日变化曲线，为一峰一谷型，其最高值出现在 14～15 时左右，最低值则出现在日出前后。一般而言，表层水直接吸收太 阳辐射，其变幅应大于下层海水的变幅，但由于湍流混合作用，使表层热量 不断向下传播以及蒸发的耗热，故其变幅仍然很小。相比之下，晴好天气比 多云天气时水温的变幅大；平静海面比大风天气海况恶劣时的变幅大；低纬 海域比高纬海域的变幅大；夏季比冬季的变幅大；近岸海域又比外海变幅大。 由太阳辐射引起的表层水温日变化，通过海水内部的热交换向深层传 播，其所及的深度不但决定于表层日变幅的大小，而且受制于水层的稳定程 度。一般而言，变幅随深度的增加而减小，其位相随深度的增加而落后，在50m 深度上的日变幅已经很小，而最大值的出现时间可落后表层达 10 小时左右。如果在表层以下有密度跃层存在，由于它的“屏障”作用，则会阻止日 变化的向下传递。况且内波导致跃层起伏，它所引起的温度变化常常掩盖水 温的正常日变化，使其变化形式更趋复杂，水温日变幅甚至远远超过表层。 潮流对海洋水温日变化的影响，在近岸海域往往起着重要作用。由涨、 落潮流所携带的近海与外海不同温度的海水，伴随潮流周期性的交替出现， 它所引起水温在一天内的变化与太阳辐射引起的水温日变化叠加在一起，同 样可以造成水温的复杂变化，特别在上层水温日变幅所及的深度更是如此， 但在较深层次，则显现出潮流影响的特点，其变化周期与潮流性质有关。同 样，深层内波的影响也可被辨认出来。在浅海水域，常常三者同时起作用。　　2.水温的年变化 大洋表层温度的年变化，主要受制于太阳辐射的年变 化，在中高纬度，表现为年周期特征；在热带海域，由于太阳在一年中两次 当顶直射，故有半年周期。水温极值出现的时间一般在太阳高度最大和最小 之后的 2～3 个月内。年变幅也因海域不同以及海流性质、盛行风系的年变化 和结冰融冰等因素的变化而不同。　　赤道海域表层水温的年变幅小于 1℃，这与该海域太阳辐射年变化小有 直接关系。极地海域表层水温的年变幅也小于 1℃，这与结冰融冰有关。因 为当海水结冰时，释出大量结晶热，在结冰后，由于海冰的热传导性差，防 止了海水热量的迅速散失，所以减缓了水温的降低；夏季，由于冰面对太阳　　辐射的反射以及融冰时消耗大量的融解热，因此减小了水温的增幅。年变幅 最大值总是发生在副热带海域，如大西洋的百慕大岛和亚速尔群岛附近，其 变幅大于 8℃，太平洋 30～40°N 之间，大于 9℃；而在湾流和拉布拉多寒流 与黑潮和亲潮之间的交汇处可高达 15℃和 14℃，这主要由于太阳辐射和洋流 的年变化引起的。　　南、北半球大洋表面水温的年变化相比，北半球的变幅大，这与盛行风 的年变化有关，冬季来自大陆的冷空气，大大地降低了海面温度；而南半球 的对应海域，由于洋面广阔以及经线方向洋流不象北半球那样强，故年变幅 较小。　　在浅海、边缘海和内陆海，表层水温由于受大陆的影响，也比大洋年变 幅大，且其变化曲线不像中、高纬度那样呈现正规的正弦曲线状。例如日本 海、黑海和东海的变幅可达 20℃以上，渤海和某些浅水区甚至可达 28～30℃，其升温期也往往不等于降温期。 表层以下水温的年变化，主要靠混合和海流等因子在表层以下施加影响，一般是随深度的增加变幅减小，且极值的出现时间也推迟。 二、盐度的分布变化　　世界大洋盐度平均值以大西洋最高，为 34.90；印度洋次之，为 34.76， 太平洋最低，为 34.62。但是其空间分布极不均匀。(一)盐度的平面分布　　1.海洋表层盐度的平面分布由前所述可知，海洋表层盐度与其水量收支 有着直接的关系。就大洋表层盐度的多年平均而言，其经线方向分布与蒸发、 降水之差(E—P)有极为相似的变化规律(图 3—9)。若将世界大洋表层的盐度 分布(图 3—17)和年蒸发量与降水量之差(E—P)的地理分布(图 3—18)相对 照，可以看出，(E—P)的高值区与低值区分别与高盐区和低盐区存在着极相 似的对应关系。在大洋南、北副热带海域(E—P)呈明显的高值带状分布，其 盐度也对应为高值带状区；赤道区的(E—P)低值带，则对应盐度的低值区。海洋表层的盐度分布比水温分布更为复杂，其总特征是：　　1)基本上也具有纬线方向的带状分布特征，但从赤道向两极却呈马鞍形 的双峰分布。即赤道海域，盐度较低；至副热带海域，盐度达最高值(南、北 太平洋分别达 35 和 36 以上，大西洋达 37 以上，印度洋也达 36)；从副热带 向两极，盐度逐渐降低，至两极海域降达 34 以下，这与极地海区结冰、融冰 的影响有密切关系。但在大西洋东北部和北冰洋的挪威海、巴伦支海，其盐 度值却普遍升高，则是由于大西洋流和挪威流携带高盐水输送的结果。另外， 在印度洋北部、太平洋西部和中、南美两岸这些大洋边缘海区，由于降水量 远远超过蒸发量，故呈现出明显的低盐区，偏离了带状分布特征。　　2)在寒暖流交汇区域和径流冲淡海区，盐度梯度特别大，这显然是由它 们盐度的显著差异造成的。其梯度在某些海域可达 0.2/km 以上。　　3)海洋中盐度的最高与最低值多出现在一些大洋边缘的海盆中，如红海 北部高达 42.8；波斯湾和地中海在 39 以上，这些海区由于蒸发很强而降水 与径流却很小，同时与大洋水的交换又不畅通，故其盐度较高。而在一些降 水量和径流量远远超过蒸发量的海区，其盐度又很小，如黑海为 15～23；波 罗的海北部盐度　　4)冬季盐度的分布特征与夏季相似，只是在季风影响特别显著的海域， 如孟加拉湾和南海北部地区，盐度有较大差异。夏季由于降水量很大，盐度　　降低；冬季降水量减少，蒸发加强，盐度增大。 平均而言，北大西洋最高(35.5)，南大西洋、南太平洋次之(35.2)，北太平洋最低(34.2)。这是因为大西洋沿岸无高大山脉，北大西洋蒸发的水汽 经东北信风带入北太平洋释放于巴拿马湾一带。而南太平洋东海岸的安第斯 山脉，却使由南太平洋西风带所携带的大量水汽上升凝结，释放于太平洋东 部的智利沿岸。越过安第斯山脉以后下沉的干燥气流又加强了南大西洋的蒸 发作用。印度洋副热带的高盐水，由阿古拉斯流带入南大西洋东部，使其盐 度增高，但南太平洋东部，则因大量降水，使其盐度下降，故两个海区形成 了鲜明的对比。　　2.海洋表层以下盐度平面分布由于多种制约盐度因子的影响随深度的增 大逐渐减弱，所以盐度的水平差异也随深度的增大而减小。在水深 500m 处， 整个大洋的盐度水平差异约为 2.3，高盐中心移往大洋西部。1000m 深层约1.7，至 2000m 深层则只有 0.6。大洋深处的盐度分布几近均匀。 (二)大洋盐度的铅直向分布大洋盐度的铅直向分布与温度的铅直向分布有很大不同。图 3—19 与图3—20 分别为太平洋和大西洋准经线方向断面上的盐度分布。　　由图可见，在赤道海区盐度较低的海水只涉及不大的深度。其下便是由 南、北半球副热带海区下沉后向赤道方向扩展的高盐水，它分布在表层之下， 故称为大洋次表层水，具有大洋铅直方向上最高的盐度。从南半球副热带海 面向下伸展的高盐水舌，在大西洋和太平洋，可越过赤道达 5°N 左右，相比 之下，北半球的高盐水势力较弱。高盐核心值，南大西洋高达 37.2 以上，南 太平洋达 36.0 以上。在高盐次表层水以下，是由南、北半球中高纬度表层下沉的低盐水层，称为大洋(低盐)中层水。在南半球，它的源地是南极辐聚带，即在南纬 45°～60°围绕南极的南大洋海面。这里的低盐水下沉后，继而在 500～1500m 的深 度层中向赤道方向扩展，进入三大洋的次表层水之下。在大西洋可越过赤道达 20°N，在太平洋亦可达赤道附近，在印度洋则只限于 10°S 以南。在北半球下沉的低盐水，势力较弱。在高盐次表层水与低盐中层水之间等盐线特 别密集，形成铅直方向上的盐度跃层，跃层中心(相当于 35.0 的等盐面)大致在 300～700m 的深度上。南大西洋最为明显，跃层上、下的盐度差高达 2.5， 太平洋和印度洋则只差 1.0。在跃层中，盐度虽然随深度而降低，但温度也 相应减低，由于温度增密作用对盐度降密作用的补偿，其密度仍比次表层水 大，所以能在次表层水下分布，同时盐度跃层也是稳定的。　　上述南半球形成的低盐水，在印度洋中只限于 10°S 以南，这是因为源 于红海、波斯湾的高盐水，下沉之后也在 600～1600m 的水层中向南扩展，从 而阻止了南极低盐中层水的北进。就其深度而言与低盐中层水相当，因此又 称其为高盐中层水。同样，在北大西洋，由于地中海高盐水溢出后，在相当 低盐中层水的深度上，分布范围相当广阔，东北方向可达爱尔兰，西南可到 海地岛，为大西洋的高盐中层水。但在太平洋却未发现像印度洋和大西洋中 那样的高盐中层水。　　　　在低盐中层水之下，充满了在高纬海区下沉形成的深层水与底层水，盐 度稍有升高。世界大洋的底层水主要源地是南极陆架上的威德尔海盆，其盐 度在 34.7 上下，由于温度低，密度最大，故能稳定地盘据于大洋底部。大洋 深层水形成于大西洋北部海区表层以下，由于受北大西洋流影响，盐度值稍 高于底层水，它位于底层水之上，向南扩展，进入南大洋后，继而被带入其 它大洋。　　海水盐度随深度这种呈层状分布的根本原因是，大洋表层以下的海水都 是从不同海区表层辐聚下沉而来的，由于其源地的盐度性质各异，因而必然 将其带入各深层中去，并凭借它们密度的大小，在不同深度上水平散布。当 然，同时也受到大洋环流的制约。　　由于海水在不同纬度带的海面下沉，这就使盐度的铅直向分布，在不同 气候带海域内形成了迥然不同的特点。图 3—21 是大洋中平均盐度典型铅直 向分布。在赤道附近热带海域，表层为一深度不大，盐度较低的均匀层，约 在其下 100～200m 层，出现盐度的最大值，再向下盐度复又急剧降低，至800～1000m 层出现盐度最小值；然后，又缓慢升高，至 2000m 以深，铅直向变化 已十分小了。在副热带中、低纬海域，由于表层高盐水在此下沉，形成了一 厚度约 400～500m 的高盐水层，再向下，盐度迅速减小，最小值出现在 600～1000m 水层中，继而又随深度的增加而增大，至 2000m 以深，变化则甚小，直至海底。在高纬寒带海域，表层盐度很低，但随深度的增大而递升，至 2000m以深，其分布与中、低纬度相似，所以没有盐度最小值层出现。 (三)大洋盐度的变化1.盐度的日变化大洋表面盐度的日变化很小，其变幅通常小于 0.05。但在下层，因受内波的影响，日变幅常有大于表层者。特别在浅海，由于季节 性跃层的深度较小，内波引起的盐度变幅增大现象，可出现在更浅的水层， 可达 1.0 甚至更大。盐度日变化没有水温日变化那样比较规律的周期性，但 在近岸受潮流影响大的海区，也常常显示出潮流的变化周期。
成为本站VIP会员,
若未注册,请点击 成为本站会员.
版权声明：本站所有电子书均来自互联网。如果您发现有任何侵犯您权益的情况，请立即和我们联系，我们会及时作相关处理。
　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　
蓝田玉PDF文档网致力于建设中国最大的PDF格式电子书的收集和下载服务！}