長江口湍流剖面的觀測與分析*

田 靜 張 凡 李任之 高 超 吳 昊邢 飛 高建華 汪亞平,①

(1.南京大學地理與海洋科學學院 江蘇南京 210023; 2.華東師范大學河口海岸學國家重點實驗室 上海 200241)

湍流通常被認為是一種高能旋轉的渦流運動狀態(tài), 其引起的混合速率遠高于單獨的分子擴散過程(Thorpe, 2007)。在河口系統(tǒng)中, 湍流混合是控制物質(如沉積物、污染物質、營養(yǎng)鹽等)及能量(如動量、熱量等)交換的重要物理過程, 對河口沉積、地貌演化、生物化學過程等有著重要的影響(Bakhoday-Paskyabiet al, 2018)。湍流混合相關的特征參數包括摩阻流速、拖曳系數、湍動能、湍動能剪切生成、湍動能耗散率、浮力通量等。其中, 摩阻流速和拖曳系數是描述底邊界層流體特性的重要參數(Soulsbyet al, 1981), 其準確性是影響河口水動力數值模型精度的主要因素(Davieset al, 1994; Guoet al, 1998)。而湍動能剪切生成、湍動能耗散率、浮力通量等則是湍流能量平衡的主控因子(Trowbridgeet al, 1999; Rippethet al, 2001)。近年來關于湍流能量平衡的研究顯示, 河口海岸淺水區(qū)中的湍流能量大多處于非局地平衡狀態(tài), 即在忽略湍動能時空變化的前提下, 湍動能剪切生成無法與湍動能耗散率、浮力通量相平衡。Talke 等(2013)在斯諾霍米什河口的觀測中發(fā)現, 近底部摩擦是湍動能的源, 該處產生的湍動能向上運輸, 導致近底部湍動能剪切生成遠超過湍動能耗散率與浮力通量之和。隨著距底距離的增加, 湍動能的垂向擴散使得湍動能剪切生成小于湍動能耗散率與浮力通量之和。Li等(2022)利用安裝在底層的聲學多普勒點式流速儀(acoustic doppler velocimeters, ADV)對長江口進行湍流觀測, 發(fā)現底層水體在漲潮期間出現了湍流局地平衡, 落潮期間則呈現出湍動能耗散率遠大于湍動能剪切生成的現象, 并把這種現象歸因于湍動能對流項的影響。林姚坤等(2018)在長江口的觀測顯示,受水體層化的影響, 水體的能量關系僅在水體底部混合層內符合湍動能局地平衡。Wang 等(2015)通過對梅里馬克河口的多年觀測發(fā)現, 羽流雖然會造成河口水體的分層, 但也會產生強剪切并形成強的湍流, 且強剪切效應對湍流發(fā)育的影響更加明顯。因此,河口海岸地區(qū)的湍流能量受垂向擴散、水平對流、水體層化等多種因素的影響, 從而呈現出復雜的特征。湍流結構和能量轉換過程的研究對認識河口物質混合、構建海洋模型有重要意義。

河口湍流研究主要依賴于高分辨率高頻現場觀測。聲學多普勒點式流速儀ADV 由于具有高頻的突出優(yōu)點, 被廣泛應用于河口湍流觀測中(Voulgariset al, 1998)。但由于其只能進行單點觀測, 因此很難獲取完整水柱的高質量湍流剖面資料。傳統(tǒng)聲學多普勒海流剖面儀ADCP 雖然可以獲取高頻流速剖面數據, 但由于受采樣頻率限制, 其聲學信號噪音較大,致使湍流信號被噪音覆蓋。此外, ADCP 的垂向流速是通過多個波束合成得到的, 其水平流速對湍流信號的影響難以被完全摒除(Staceyet al, 1999)。同時,在水深較淺的河口海岸區(qū)域, 微結構剖面儀等主流湍流剖面觀測儀器的使用受限, 無法進行高密度的長期觀測(劉志宇, 2009)11。Nortek 公司新近推出的新型5 波束Signature 1000kHz AD2CP 具有寬帶、高頻、低噪等特點, 且其第5 波束可直接觀測垂向流速, 由此可以直接計算雷諾應力、湍動能等湍流特征參數,顯著優(yōu)化了四波束方差法(Guerraet al, 2017)。

長江是世界第三大河, 其河口地區(qū)的水動力結構受到河流沖淡水、風力驅動的陸架環(huán)流、潮流、波浪以及人類活動等多種過程的共同控制(沈煥庭等,1999; 時鐘, 2001), 湍流效應顯著(熊龍兵, 2014)。受限于觀測技術、儀器精度以及水深等多重因素, 長江口近海區(qū)域的湍流剖面資料十分匱乏, 人們對長江口水體的湍流結構知之甚少。為此, 本文嘗試在長江口近海海域投放座底式三角架, 采用AD2CP 和ADV 進行同步觀測, 獲取長江口湍流剖面結構特征, 為深入開展長江口物質混合研究和模型開發(fā)等提供關鍵資料。

1 材料與方法

1.1 現場觀測

為減少徑流的影響, 本文選擇枯季在長江口不同水深區(qū)域的兩個站位進行現場觀測(圖1a 與圖1b)。T1 站位(122°00.690′E, 31°06.553′N)位于長江口南槽攔門沙海域, 平均水深8.2 m, 觀測時間段為2019 年1 月12 日18:00 至 1 月 16 日 22:00; T2 站位(122°57.110′E,30°56.379′N)位于長江水下三角洲前緣, 平均水深44.7 m,觀測時間為2019年12月10日14:00至12月16日20:00。

圖1 研究區(qū)域(a)、觀測站位(b)、現場儀器安裝示意圖(c 和d)以及AD2CP 俯視圖(e)Fig.1 The study area (a), the location of observation stations (b), schematic diagram of field instrument installation (c, d) and top view of the AD2CP (e)

觀測期間, ADV 和光學后向散射濁度計(optical backscatter point sensor, OBS)固定于座底式三腳架上,ADV 采樣方式為Burst 模式, 每10 min 以16 Hz 的采樣頻率測量高頻流速512 s; OBS 采樣頻率為1 Hz, 采樣周期為5 min, 連續(xù)測20 s (圖1c)。新型5 波束聲學多普勒流速剖面儀(Nortek Signature 1 000 kHz AD2CP)被固定于另外一個相近的座底式四腳架上進行仰視觀測(圖1d), 采樣方式為 Burst 模式, 每20 min 以8 Hz 的采樣頻率測量高頻流速512 s (表1)。同時, 在距離海底三腳架約200 m 處布置WatchKeeper Buoy 型波浪浮標(加拿大AXYS 公司生產)以直接獲得每小時的波浪數據。此外, 將一臺溫鹽深儀Seabird19+CTD 和一臺OBS 安裝于船載觀測架中,利用絞車每1～2 h 進行垂向剖面觀測, 以獲取海水的溫度、鹽度、濁度剖面數據, 同時每小時進行底、中、表三層現場水樣采集。

表1 觀測儀器及參數設置Tab.1 Instruments and their set up in the field observations

1.2 流速數據處理

AD2CP 與ADV 測量時易受到環(huán)境因素的干擾(如大顆粒懸浮物、水體氣泡、邊界回聲等因素), 現場觀測數據中會存在不同程度的噪聲信息, 因此需要通過相空間閾值法對原始Beam坐標系下的高頻流速數據進行預處理, 以獲取精確湍流脈動數據(魯遠征等, 2012)。

隨后, 將高頻流速數據轉換變?yōu)榈厍蜃鴺讼?eastnorth-up, ENU)。然后進行經驗正交分解以獲得主流向、次流向的高頻流速數據, 包含平均流速、波浪脈動流速以及湍流脈動流速, 即

其中,u、v、w分別為主流向、次流向以及垂向瞬時流速(單位: m/s);u、v、w為潮流引起的平均流速(單位: m/s);u～、v～、w～為波浪運動引起的波浪脈動流速(單位: m/s);u′、v′、w′為湍 流 運 動引起的湍流脈動流速(單位: m/s)。AD2CP 與ADV 獲取的數據分別采用改進的成對差分法(Feddersenet al, 2007)與相位法(Brickeret al, 2007)對波浪脈動流速與湍流脈動流速進行分離(圖2)。

圖2 剔除波浪前后的湍流頻率能譜密度 φ( f)舉例Fig.2 Examples of wave-turbulence spectral decomposition

由于AD2CP 固定在海底, 其傾角值較小, 可采用Dewey 等(2007)的優(yōu)化四波束方差法計算雷諾應力:

其中,θ為AD2CP 波束的傾角, 為25°;φ2=φ?3, 代表AD2CP 的橫搖;φ3=-φ?2, 代表AD2CP 的縱搖;ui′2為沿波束方向湍流脈動流速的方差,i= 1, 2,…,5分別代表AD2CP 的第1、3、4、2、5 波束。在海洋研究中, 一般只考慮水平動量的垂直通量(劉志宇, 2009)5,因此下文中提到的雷諾應力為式(7)、式(8)之和。

1.3 懸沙數據處理

采用現場水樣的懸沙濃度來標定OBS 的濁度數據Tur(單位: NTU), 結果見圖3a 和圖3b。

圖3 懸沙濃度與各站位儀器標定曲線Fig.3 Suspended sediment concentration calibration curves

ADV 和AD2CP 除了能夠測量高頻流速, 其記錄的回聲強度還能反映懸浮沉積物后向散射強度。ADV的回聲強度與懸浮沉積物濃度之間的關系如下(Voulgariset al, 2004)1664:

其中,IADV為ADV 測得的回聲強度;C為懸沙濃度(單位: mg/L);a、b為回聲強度與懸沙濃度之間通過線性回歸擬合得到的斜率和截距?；贏D2CP 的聲學剖面信號反演懸沙濃度的方法與ADV 類似, 但需要對沿聲波波束路徑上的信號衰減進行修正(汪亞平等,1999)。聲波在水體中的衰減機制主要包括聲波傳輸損失、散射損失和水體吸收損失(Urick, 1983; Thorneet al, 1991), 因此引入“范圍歸一化”回聲強度(E)的概念(Lohrmann, 2001):

其中,H為儀器探頭距水面距離(單位: m);H0為測量水體距水面距離(單位: m);Lθ為波束傾角, 對于AD2CP 傾斜波束(即第1～4 波束)而言,θL=25 °; 對于垂向波束(即第 5 波束)而言,θL=0 °。ADV 與AD2CP 利用回聲強度反演懸沙濃度的結果見圖3c～3f。

1.4 水體層化指標

河口水體溫度、鹽度或者懸浮沉積物不均勻混合會產生垂向密度梯度從而引發(fā)層化效應(Simpsonet al, 1990)。通常用無量綱的Richardson 數Ri 來表征水體的層化程度, 具體計算為勢能與動能的比值(Turneret al, 1974):

其中,sρ為沉積物密度, 其值取2 650 kg/m3。

1.5 湍流特征參數

采用雷諾應力法確定摩阻流速, 表達式為:

假定每個采樣間隔期間水體溫度、鹽度基本不變,水體密度變化僅由懸沙濃度變化引起(由 ADV、AD2CP 反演獲得高頻懸沙濃度), 可計算出浮力通量B(湍流垂向混合轉化的勢能, 單位: m2/s3):

其中,ρ′為由懸沙濃度變化引起的水體高頻密度波動(單位: kg/m3)。

2 結果

2.1 水動力時空特征

觀測期間, T1 站位(平均水深8.2 m)有效波高為0.15～0.45 m, 處于弱波浪環(huán)境(圖4a)。受局部地形影響, T1 站位表現為往復流的特征, 漲、落潮平均流向分別為305°、125°, 平均歷時分別約為5.6、6.9 h, 最大流速分別為1.74、1.26 m/s (圖4b 和圖4c)。在漲、落潮轉流時刻, 底層水體的潮流轉向比上層水體提前約1～2 h。水體溫度在7.9～8.7 °C 之間, 由于冬季海面氣溫低, 水體呈現一定程度的逆溫現象(圖4d)。受徑流影響, 水體鹽度為2.2～17.8 (圖4e), 最高值出現于落急時刻的中下層水體, 最低值出現于落憩、初漲時刻的表層水體。漲潮時, 高鹽度水體由底層入侵,導致水層鹽度升高的時刻由底及表產生了顯著相位滯后。水體密度受溫度、鹽度以及懸沙濃度的影響,處于1 001.5～1 014.0 kg/m3范圍內(圖4f)。水體懸沙濃度為41～781 mg/L, 其中近底層水體懸沙濃度較高(圖4g)。

圖4 T1 (a～j)和T2 (k～t)站位的有效波高、主流向流速、次流向流速、溫度、鹽度、密度、懸沙濃度、浮力頻率N2、流速剪切S2 以及理查森數Ri 剖面圖Fig.4 The vertical profiles of significant wave height, velocity along the major-axis, velocity along the minor-axis, temperature,salinity, water density, suspended sediment concentration, buoyancy frequency N2, the square vertical shear S2, and Richardson number Ri at T1 (a～j) station and T2 (k～t) station, respectively

觀測期間, T2 站位(平均水深44.7 m)有效波高為0.29～2.34 m, 11 日15:00 至12 日16:00 間波浪顯著增強, 最大有效波高達2.34 m (圖4k)。潮流為旋轉流,漲、落潮平均流向分別為344°、164°, 平均歷時分別約為6.0、6.5 h。T2 站位距入?？谳^遠, 受徑流影響作用較弱, 漲、落潮最大流速分別為0.92、0.93 m/s(圖4l 和圖4m。由于受AD2CP 儀器自身觀測范圍的限制, 有效數據范圍僅能覆蓋T2 站位中下層水體),溫度為14.2～18.2 °C (圖4n), 鹽度為30.6～33.2 (圖4o),密度為1 022.4～1 024 kg/m3 (圖4p), 懸沙濃度相對較低, 為37～277 mg/L (圖4q)。

浮力頻率N為度量水體垂向自由振動頻率的物理量, 用于表征層化水體的穩(wěn)定性。T1 站位N2處于1.3×10-7～4.5×10-2s-2范圍, 其低值大多位于底層水體, 而高值多出現于中上層水體, 水體層化、穩(wěn)定性較強(圖4h)。水體流速剪切平方S2呈現較為顯著潮周期變化, 且由底及表呈現相位滯后現象(圖4i)。由于受到海底摩擦效應的影響, 底層水體流速剪切平方S2一直處于較高水平。根據層狀剪切流動的線性理論,當Ri>0.25 時, 水體流速剪切作用強, 促使湍流發(fā)育;當Ri<0.25 時, 水體層化結構穩(wěn)定性較強, 抑制湍流發(fā)育(Zhanget al, 2018)。如圖4j 所示, 水體除了底層混合相對均勻外, 基本處于強層化狀態(tài)(圖中黑線為Ri=0.25 的分界線, 下同)。T2 站位N2為2.2×10-6～2.4×10-3s-2(圖4r),S2為1.2×10-4～6.1×10-3s-2(圖4s);距底10 m 以下水體混合均勻, 以上水體層化較強(圖4t)。

摩阻流速u*可反映近底邊界層水體切應力的大小, 是影響湍流混合的主要因素。T1 站位摩阻流速在潮周期內出現兩次峰、谷值, ADV 與AD2CP 所測摩阻流速平均值分別為1.3×10-2m/s 和8.3×10-3m/s, 其變化趨勢與底部流速相位基本一致(圖5a 和圖5b),與之相關的拖曳系數Cd平均值分別為2.9×10-3與1.4×10-3(圖5c)。T2 站位ADV1、ADV2 與AD2CP所測摩阻流速平均值分別為 1.6×10-2、1.2×10-2、8.0×10-3m/s (圖5e), 與之相應的拖曳系數平均值為3.2×10-3、1.9×10-3和5.0×10-4(圖5f)。數據分析結果顯示, ADV 和AD2CP 計算的結果較為吻合, 且T1 站位拖曳系數與前人在南槽的觀測結果數量級基本一致(汪亞平等, 2006; 蘭庭飛等, 2019)。

2.2 湍流剖面特征

T1 站位由ADV 與AD2CP 計算的近底部雷諾應力范圍分別為1.3×10-6～1.0×10-3m2/s2和7.5×10-7～1.0×10-3m2/s2(圖6a)。總體而言, 雷諾應力的大小主要受水平流速的控制, 兩種儀器觀測得到的雷諾應力差異并不大。雷諾應力剖面時間序列呈現出一定的周期變化, 在 1.5×10-7～3.8×10-3m2/s2范圍內變動,大多數時刻處于10-5～10-3量級之間(圖6b), 其高值主要出現于海底與海表附近, 低值則主要出現于中部水體。這可能是由于受到海底摩擦效應的影響, 底部湍流能夠充分發(fā)育, 增強了水平動量的垂向通量;而退潮時河流上層的羽流與水體剪切作用強烈, 加之海表附近可能受波浪能量輸入的影響, 雷諾應力相應增大, 故而出現了底、表兩個雷諾應力的高值區(qū)。

圖6 T1 (a～e)和T2 (f～j)站位近底部雷諾應力SR 時間序列和所觀測水體剖面的雷諾應力SR、湍動能剪切生成P、湍動能耗散率ε、浮力通量B 剖面圖Fig.6 The time series of Reynolds stress SR near the bottom and vertical profiles of Reynolds stress SR, turbulent kinetic energy production P, turbulent kinetic energy dissipation ε, and buoyancy flux B at T1 (a～e) station and T2 (f～j) station, respectively

T2 站位雷諾應力范圍為3.2×10-7～2.0 ×10-3m2/s2,主要集中在10-5～10-3量級間, 高值區(qū)域主要分布在水體底層, 部分時刻上層也出現高值, 而低值區(qū)域主要集中于中層水體(圖6f)。同時, 在強波浪時刻, 整層水體雷諾應力均有增大, 且相對于強波浪存在約4 h 的相位滯后。

T1、T2 站位的湍動能剪切生成P集中在10-8～10-3m2/s3(圖6c 和圖6h), 高值區(qū)主要分布在底、表層水體。湍流剪切生成受雷諾應力與水平流速的垂向梯度共同影響, 湍流剪切生成與雷諾應力的相位不盡相同。T1 站位湍動能耗散率ε集中在 10-7～10-3m2/s3, 同樣是底、表層水體較高(圖6d); T2 站位湍動能耗散率現象與T1 相似(圖6i)。T1 站位浮力通量B為10-10～10-5m2/s3(圖6e), 其高值集中于底層水體, 低值集中于中層水體; T2 站位浮力通量B為10-11～10-6m2/s3(圖6j), 分布相對較均勻, 在強波浪時刻整個水體出現浮力通量較高的現象。整體而言,兩站位由懸沙濃度變化引起的浮力通量較同層位的湍動能剪切生成、湍動能耗散率小1～2 個數量級, 可忽略不計。

2.3 剪切和層化對湍流混合的影響

為了探究剪切和層化對湍流結構變化的影響,本文將多個潮周期相位平均為一個完整的潮周期(Voulgariset al, 2004)1672。因T1 站位觀測數據覆蓋了整個水層, 故對其進行重點分析(圖7a～7e)。T1 站位底層水體為強剪切、弱分層, 湍流混合作用強烈。在相對時間-12.5～ -9.5 h 與0～3 h 的落憩至初漲時間段內, 整個水層具有較高的剪切不穩(wěn)定性, Ri 雖大于經典臨界值0.25, 但小于1, 水體混合相對較為均勻。存在強剪切的分層水體可發(fā)生剪切不穩(wěn)定。在這一過程中, 湍流持續(xù)混合, 平均流的動能轉化為湍動能耗散與浮力通量。在相對時間-3～ -1 h、8.5～11.5 h的漲憩至落急時間段內, 流速垂向剪切較弱, 而水體層化較強, Ri 在整個水體內均處于高值, 這抑制了湍流的發(fā)育, 限制了湍動能的產生以及湍流混合,因而出現了低湍動能剪切生成和低湍動能耗散率的現象。熊龍兵等(2014)也觀測到類似的現象。T2 站位近底層水體混合均勻, 湍流充分發(fā)育; 中上層水體Ri 量級大多處于100～102范圍內, 水體較弱的剪切以及較強的層化狀態(tài)一定程度上抑制了湍流的發(fā)育(圖7f～7j)。

圖7 相位平均后T1 (a～e)和T2 (f～j)站位的浮力頻率N2、流速剪切S2、理查森數Ri、湍動能剪切生成P 以及湍動能耗散率ε 剖面圖Fig.7 The phase-averaged vertical profiles of buoyancy frequency N2, square vertical shear S2, Richardson number Ri, turbulent kinetic energy production P, and turbulent kinetic energy dissipation ε at T1 (a～e) and T2 (f～j) stations, respectively

3 討論

其中, 左式代表ETK時間變化率;T為能量通量的散度,包括脈動壓力做功項、對流項以及黏性輸運項。假設湍動能方程中的T、B可忽略不計, 則存在著P與ε間的局地平衡。

將多個潮周期的湍流垂向結構數據在漲、落潮階段分別進行平均化處理, 用以進行局地平衡特征分析, 并計算參數來表征湍動能剪切生成P與湍動能耗散率ε的差異情況(圖8)。結果表明, 隨著距底高度增加, T1 站位的湍動能剪切生成與湍動能耗散率均呈現出先減小后增大的趨勢(圖8a, 8b), 且在底層與上層水體處二者差異最大(圖8c)。漲潮階段, 距底0.3 m 處的ADV 測得湍動能剪切生成明顯大于湍動能耗散率(分別為3.4×10-4m2/s3與8.2×10-5m2/s3)。AD2CP 在距底3 m 處測得的湍動能剪切生成與湍動能耗散率差異不大, 處于同一量級(分別為 5.8×10-6m2/s3和5.4×10-6m2/s3), 達到局地平衡。而距底3 m 以上水體的湍動能耗散率均大于湍動能剪切生成。落潮階段的垂向結構與漲潮階段較為相似, 距底0.3 m 處的湍動能剪切生成大于湍動能耗散率, 距底2 m 處達到局地平衡(圖8a)。但落潮階段較漲潮階段湍動能剪切生成與湍動能耗散率分別小了49.0%與47.6% (圖8b)。湍動能剪切生成與湍動能耗散率在漲、落潮周期內的不對稱分布可能為潮汐應變所致。潮汐應變使得漲潮時水體層化減弱而落潮時水體層化加強, 從而導致漲潮時湍流作用強于落潮(熊龍兵等,2014)。此外, T1站位落潮流弱于漲潮流, 也可能是湍動能剪切生成與湍動能耗散率漲、落潮呈不對稱分布原因之一。

圖8 T1 和T2 站位湍流垂向結構Fig.8VerticalstructureofturbulenceatT1andT2stations

在近岸水體中, 湍動能的源主要有兩部分, 一部分來自于海底底部摩擦, 另一部分則是海表波浪的能量輸入(Grassoet al, 2012; Talkeet al, 2013)。T1 站位底摩擦產生的湍動能向上運輸, 導致近底部的湍動能剪切生成大于湍動能耗散率與浮力通量之和。由于湍動能在水體中的垂向擴散, 湍動能剪切生成與湍動能耗散率均隨著距底高度的增加而減小, 漲潮時距底3 m 處、落潮時距底2 m 處達到局地平衡, 上層水體則表現出湍動能耗散率大于湍動能剪切生成的現象。另外, 由于落潮時河流羽流與水體的剪切作用增強, 并且海表處常常伴隨波浪的能量輸入, 中上層水體的湍動能剪切生成與湍動能耗散率又逐漸增大。在本文中, 浮力通量是基于溫鹽恒定、密度變化僅由懸沙濃度變化引起的假定條件計算得到, 比湍動能剪切生成與湍動能耗散率小1～2 數量級, 可忽略不計。但劉興泉等(2004)、王鵬皓(2020)表明, 長江口區(qū)域內溫鹽結構可能發(fā)生活躍變化, 因此, 在水體層化結構穩(wěn)定的T1 站位, 無法排除浮力通量對湍動能非局地平衡的影響。綜上所述, T1 站位的湍動能非局地平衡可能為溫鹽等斜壓作用引起的浮力通量與對流共同作用所致。

T2 站位的湍流垂向結構與T1 站位相似, 湍動能剪切生成與湍動能耗散率, 二者差異在上層水體處最大(圖8f), 落潮階段的湍動能剪切生成與湍動能耗散率比漲潮階段分別小了39.1%與24.7% (圖8d和圖8e)。T2 站位水體基本處于混合均勻或弱層化狀態(tài)(浮力通量可忽略不計), 觀測期間有強波浪事件(有效波高大于2 m), 在強波浪作用下, 波浪破碎通過影響脈動壓力做功與黏性輸運, 對湍流場造成顯著影響(Scullyet al, 2016)。因此T2 站位可能是由對流、脈動壓力做功與黏性輸運共同作用引起的。

4 結論

本文在長江口及其鄰近海域不同水深的區(qū)域(8.2 m, 44.7 m)采用新型5 波束Signature 1 000 kHz AD2CP 和ADV 為主要儀器進行座底式觀測, 得出以下主要結論:

(1) 基于ADV 和AD2CP 獲得的近底部邊界層參數(摩阻流速、拖曳系數以及雷諾應力)結果基本一致,兩種儀器的組合觀測能在一定程度上提高湍流剖面觀測的時空解析度。

(2) 長江口南槽受徑流作用影響顯著, 在水體混合較為均勻的落憩至初漲時刻, Ri 的量級范圍約為10-6～100, 強剪切作用促進了湍流混合; 在水體層化結構穩(wěn)定性較強的漲憩至落急時刻, Ri 約為100～104,湍流混合被抑制。水下三角洲前緣海域由于距入海口較遠, 其水體混合程度強于近岸海域, Ri 多處于10-6～102。

(3) 研究區(qū)湍動能主要有底層摩擦與海面波浪兩種能量輸入源。底摩擦作用致使底層出現P>ε的湍流非局地平衡現象, 過剩的湍動能通過擬序結構向上遷移, 致使底層上方水體的湍流特征參數逐漸減弱且P的衰減程度強于ε。由于波浪能量的輸入以及落潮時河口上層羽流所產生的強剪切, 海表處P、ε增大且出現P<ε的現象, 水體呈現向下消耗的湍流耗散結構。受近岸徑流作用的影響, 長江口南槽湍流非局地平衡現象的主因可能為湍動能方程中溫鹽變化引起的浮力通量以及對流效應。而長江水下三角洲前緣海域湍流非局地平衡現象可能是對流和強波浪作用影響的脈動壓力做功、黏性輸運因素導致的。

由于現場觀測的時空局限性, 在未來研究中, 將進一步開展空間尺度上湍流能量通量的散度研究、完善不同季節(jié)長江口海域的觀測, 這對于充分了解湍流混合、認知河口物質輸運、構建高精度模型具有重要意義。

致謝 南京大學唐杰平、陳德志、盧婷、蘭庭飛與華東師范大學盛輝、湯碧璇、常洋參加了現場觀測及樣品處理分析工作, 同濟大學涂俊彪、孟令鵬在數據處理方面給予諸多幫助, 謹致謝忱。