海洋乱気流の紹介
SA ソープ
2007
第 4 章 ピクノクリンの乱気流
4.1 はじめに
4.1.1 乱流の発生過程
この章では、第 3 章で説明した境界の直接的な影響を超えた、海洋の層状体内の乱流について扱います。海洋混合を引き起こす究極のエネルギー源は外部にあります。図 3.2 に示すように、海洋成層の地域的な混合に関与するプロセスは内部からエネルギーを獲得し、その源 (放射内部波など) 自体が境界での外力によって直接的または間接的に駆動される可能性があります。
安定した成層海洋では、一般に 2 つの非常に異なるプロセスが乱流と密度間混合の生成を支配します。
1 つ目は、水のせん断または差動、つまり水平方向の流れの垂直勾配dU/dz dU/dzによって引き起こされる不安定性です。d U / d z、通常は内部波によって引き起こされます。2 番目のプロセスはより微妙で、熱と塩分の異なる分子拡散係数によって引き起こされる対流の一種です。海洋は層状になっているため、これらの内部波は伝播し、乱流を引き起こすのに必要なエネルギーを届けることができます。せん断による不安定性 (セクション 4.2 で詳細に説明) は、内部波の断片化の一形態です。おそらくあまり一般的ではありませんが、海でまだ明確に観察されていないのは、沈み込む表面波を模倣した波の砕波の一種です。これは「対流転倒」と呼ばれることが多く、波が大きくなりすぎて等密度表面が折れ曲がり、その結果、静的不安定性が上向きに密集した領域が生じ、そこで対流とその後のせん断不安定が発生する可能性があります。(ただし、「対流反転」という用語は誤解を招きやすく、原因ではなく不安定性の影響を説明しています。つまり、折り畳みまたは反転は、低密度を上回る高密度の粒子の波による差動移流によって引き起こされます。)
4.1.2 デンソクライン乱気流の最初の観測
熱躍成層水域における乱流の測定結果が初めて公表されたのは、1968 年にグラント、モイリエ、フォーゲルによって報告されました。
これらは、潜水艦に搭載された熱膜風速計を使用して、バンクーバー島の西海岸沖で撮影されました。グラントと彼の同僚は、乱流の測定値と海面近くの混合層の測定値を比較しました。後者の深さ 15 m では、乱流は連続的であるものの、強度が変化していることがわかりました (図 2.14 を参照)。散逸率の平均値を求めます⟨ ϵ ⟩ \left \langle \epsilon \right \rangle⟨ ϵ ⟩は 2.5 × 1 0 − 6 W/kg 2.5 × 10^{−6} W/kgに等しい２．5×1 0−6 W/kgg。これは、風速計で測定された速度の観測された 1D スペクトルを理論上のコルモゴロフ スペクトル (2.15) に当てはめることによって推定されます。平均温度分散損失率⟨ χ T ⟩ \left \langle \chi_T \right \rangle⟨ ×T⟩は5.6 × 1 0 − 7 K2/s 5.6 × 10^{−7} K^2/s５．6×1 0−7K_ _ _2 /s、これは (2.13) によって推定されますが、水平勾配∂ T ∂ x \frac{\partial{T}}{\partial{x}} を∂ ×∂T _変動測定。
しかし、季節水温躍層内およびその下の層状海域では、乱流は斑点状であり、これが海洋の層状領域における乱流の特徴であることがよく示されています。Grant らは、平均散逸率⟨ ϵ ⟩ = 1.5 × 1 0 − 8 W / kg \left \langle \epsilon \right \rangle=1.5×10^{−8} W/ kg であると指摘しました。⟨ϵ⟩ _ _=1 . 5×1 0− 8 W/kg和⟨ χ T ⟩ = 7.2 × 1 0 − 8 K 2 / s \left \langle \chi_T \right \rangle=7.2×10^{−8} K^2/s⟨ ×T⟩=７．2×1 0−8K _ _2 /s は、混合層で見られるものよりも大幅に小さいです。
この観測は、層状海洋の乱流と海洋境界層の乱流、たとえば船の航跡や航空機のジェット機の乱流との根本的な違いに注目を集めています。後者は通常連続的で外部エネルギー入力に非常に近いのに対し、前者は通常断続的です。 、内部波などの変動または一時的な混合プロセスによって維持されます。乱流エネルギー生成の内部源（例、流れ場から乱流へのエネルギー伝達を引き起こすもの）は、f − 1 f^{-1}を超える層状海洋の局所領域に残ることはほとんどありません。f− 1 (既知の例外を除き、破砕周波数が慣性周波数ffに近い場合)乱流は、 fの内部波 (図 4.11 で後述) および二重拡散対流 (セクション 4.8) の間も持続しますしたがって、この章では、境界層で説明した場合よりも、遷移プロセス、つまり、比較的静止した流れから乱流運動への遷移と、その後の結果として生じる乱流の減衰に、より多くの注意が払われます。。
つまり、層状海洋の乱流は断続的ですが、境界層の乱流は連続的です。
したがって、層状海洋における乱流は、乱流のプロセス、つまり、比較的定常な流れから乱流運動への移行とその後の乱流の減衰にさらに関係します。
4.1.3 せん断流の不安定性と乱流への移行
写真に写っている波です。4.1 と 4.2 は、いわゆるケルビン・ヘルムホルツ不安定性によって引き起こされます (KHが不安定）が引き起こした。1961 年にマイヤーズとハワードによって発見された、安定した成層せん断流が不安定になり、有限の波数のバンドにおける小さな摂動の成長を可能にする必要条件ですが、十分ではありません。
流体内の勾配リチャードソン数R i = N 2 ( d U / dz ) 2 Ri=\frac{N^2}{(dU/dz)^2} の場合のみリ_=( d U / d z )2N21/4未満1/41/4、安定、非粘性、非拡散、二次元水平流体 (すなわち、 υ \ユプシロン)y，k T \kappa_TKT，κ S \kappa_SKSは無視されます）不安定が発生する可能性があります。ここd U / dz dU/dzd U / d zは水平速度U ( z ) U(z)U ( z )の垂直せん断
R i > 0.25の場合Ri > 0.25リ_>0 . 2 5では、流れは安定しており、小さな外乱は振幅が増加することなく内部波として減衰または伝播します。
R i < 1/4 Ri< 1/4リ_<1/4 は乱流が発生するための必要条件であり、不十分条件です。
海の4.3里
層状海洋の乱流は「不安定」です。内部波は局所的に Ri 数を減少させる一時的なせん断を生成し、場合によっては不安定または波の破壊を引き起こし (図 4.2 に示すように)、局所的な乱流パッチを生成し、その後減衰または崩壊します。定常成層せん断流の不安定性はリチャードソン数に依存するため、海洋におけるRiの局所的な値は乱流の原因となるものについての有用なガイドとなる可能性があり、混合を定量化する手段を提供する可能性があります。したがって、次に Ri の測定について説明します。
りからりR iが小さいほど、散逸率は大きくなります。
ϵ \イプシロンϵと内部波によって生成される平均せん断力との間に同様の統計的関係が見出されています。これは、層状海洋における乱流混合の主な原因は内部波であることを示唆しています。
図 4.7 に示す深海で見つかったϵ \epsilonϵとN 2 N^2N2とS 2 S^2S2 は比較的浅い棚海では再現されず、別の乱流生成プロセスを示唆しています。
統計的関係は、R i Riを示していますが、R iは乱流に関連していますが、海洋の物理的構造、特に波や反転渦のサイズと存在、または KH の影響を特徴付ける静的不安定領域の関連生成に関する情報は提供しません。不安定。以下のセクションで説明するように、静的不安定領域の存在と垂直方向の範囲は、乱流の動きを定量化する別の方法を提供します。