复杂构型涡旋能量频散波列的形成过程

马革兰,任义方,倪东鸿,罗哲贤

① 南京信息工程大学 环境科学与工程学院,江苏 南京 210044;② 南京信息工程大学 江苏省大气环境监测与污染控制高技术重点实验室,江苏 南京 210044;③ 江苏省气象科技服务中心,江苏 南京 210008;④ 南京信息工程大学 大气科学与环境气象实验教学中心,江苏 南京 210044

复杂构型涡旋能量频散波列的形成过程

马革兰①②*,任义方③,倪东鸿④,罗哲贤②

① 南京信息工程大学 环境科学与工程学院,江苏 南京 210044;② 南京信息工程大学 江苏省大气环境监测与污染控制高技术重点实验室,江苏 南京 210044;③ 江苏省气象科技服务中心,江苏 南京 210008;④ 南京信息工程大学 大气科学与环境气象实验教学中心,江苏 南京 210044

2015-09-21收稿,2016-02-23接受

国家自然科学基金资助项目(21577065);科技部国际合作专项(2014DFA90780);国家基金重大研究计划(91543115);国家重点基础研究发展计划(973计划)项目(2015CB453200)

摘要能量频散是一个基础性的科学问题,与台风、暴雨以及地震等灾害密切相关,一直受到多学科研究人员和广大预报员的关注。孤立圆涡能量频散波列形成过程己经清楚。但是,造成天气灾害的往往是非孤立圆涡,这里,非孤立圆涡指的是:一个热带气旋(Tropical Cyclone,TC)涡旋和一个中尺度涡构成的复杂构型。非孤立圆涡能量频散波列的形成过程研究目前尚未见报道。本文用线性化的正压无辐散涡度方程,研究了复杂构型的非孤立圆涡能量频散波列的形成过程,并指出该形成过程由三个阶段构成:涡旋东西向非对称结构的形成;涡旋主体东侧,频散高值系统的出现、持续和发展;在频散高值系统的东侧,频散低值系统的出现和加强。这些结果在台风预测中具有应用前景。

关键词

复杂构型涡旋

热带气旋

能量频散

波列

形成过程

能量频散与台风(Carr and Elsberry,1998;邵丽芳等,2013;王新伟等,2015)、暴雨以及地震(黄新晴等,2009;李春虎等,2011)等灾害密切相关,能量频散理论广泛应用于天气预报,受到多学科研究人员的关注。

1940年代末,叶笃正创立了大气长波的频散理论。他从线性化的正压无辐散涡度方程岀发,从理论上证明了西风环流中的能量可按远大于风速的群速度向下游(或上游)传播,为现代大气长波的预报提供了理论基础 (Yeh,1949)。伍荣生等(1983)用此频散理论解释西风带长波扰动的下游效应。相对于西风带长波扰动的研究,热带、副热带涡旋和梅雨锋的中尺度涡(Chan and Williams,1987)应归于二维空间扰动(司东等,2010)。Chan and Williams(1987)从线性化的正压无辐散涡度方程岀发,求得了二维空间扰动流函数ψ(x,y,t)的解析解。罗哲贤(1994)从基于傅里叶变换的解析解途径着手作了进一步的研究,结果指出:涡旋能量频散可以形成一个TC-G-D的波列,具有波列特征,波列的解析解得到了数值模拟结果的进一步证实(Carr and Elsberry,1995)。这种TC的波列特征在Carr和Elsberry的理想模式和复杂模式(Carr and Elsberry,1995)以及TCM-90台风现场试验(徐祥德等,1998)中被观测到类似结果。后来,Li and Fu(2006)、Li et al.(2006)、Ge et al.(2007,2010) 用洋面风场等卫星资料,发现TC-G-D的波列特征不仅出现在大洋上空,而且还发现此波列特征与新生台风之间存在联系。

关于弧立圆涡的能量频散问题国内外许多学者进行了大量的研究,结论已经很清楚。复杂构型非弧立圆涡能量频散的研究结果目前未见文献报道。根据卫星云图显示:地球大气中不仅存在弧立圆涡,还存在着非弧立圆涡。非弧立圆涡是由一个弧立圆涡和一个或几个中尺度涡组成。自然界造成天气灾害的往往是复杂构型的非弧立圆涡。如9914号台风丹尼就是一个复杂构型的非弧立圆涡(罗忠红,2001),该台风于1999年10月9日在厦门登录并正面袭击厦门及附近地区,据统计,台风丹尼共造成72人死亡或失踪,经济损失约为人民币19亿元。关于复杂构型涡旋动力学以及能量频散问题,仍有许多亟待解决的热点问题需要继续研究。罗哲贤(2011)用解析解和数值解相互验证的方法,提出了复杂构型非弧立圆涡能量频散波列的特征;然而,作者仅分析了终态流场的波列特征,尚未涉及复杂构型涡旋能量频散波列的形成过程。本文将分析复杂构型涡旋能量频散波列的形成过程,并指出该形成过程由三个阶段构成。

1模式和方法

不考虑耗散的线性化的正压无辐散涡度方程如下:

(1)

初始场ψ(x,y,0)系从初始相对涡度场ξ(x,y,0)迭代求得。令

ξ(x,y,0)=ξT(x,y,0)+ξS(x,y,0)。

(2)

式中:ξT(x,y,0)代表一个台风涡,ξS(x,y,0)代表一个中尺度涡。参照Chan and Williams(1987),令

ξT(x,y,0)=(2Vm/Rm)×

[1-0.5(r/Rm)]exp[1-(r/Rm)]。

(3)

式中:Vm为涡旋最大风速;Rm为最大风速半径;r为径向距离。令Vm=20 m·s-1,Rm=81 km。台风涡中心(x0,y0)位于模式区域的中心,令(x0,y0)=(0 km,0 km)。

计算出中尺度涡ξS(x,y,0)分两步:

首先,参照Enagonio and Montgomery(2001),求出具有以下形式的ξA(x,y,0):

(4)

式中:ξS0描述了中尺度涡的强度。令ξS0=4.0×1.74×10 s-1,中尺度涡中心(xS0,yS0=((x2-x1)/2.0,(y2-y1)/2.0)。(x1,x2)=(0 km,-280 km),(y1,y2)=(0 km,280 km),(xS0,yS0)=(-140 km,140 km)。

其次,将ξA(x,y,0)绕涡中心(xS0,yS0)逆时针旋转45°,得到ξS(x,y,0)。这时,中尺度涡ξS(x,y,0)描述一个眉状中尺度涡。ξT(x,y,0)和ξS(x,y,0)代入(2)式中,可得相对涡度的初始场ξ(x,y,0)。

从图1a中可以看出,初始时刻的台风涡ξT(x,y,0)是一个孤立圆涡。以往对孤立圆涡能量频散的特征研究很多,结果很清晰。图1b可以看出,初始时刻的台风涡ξ(x,y,0)是一个主涡和一个眉状中尺度涡构成的复合体,代表的是一个复杂构型的非孤立圆涡。

图1　初始时刻相对涡度场和流函数场(相对涡度等值线间隔:2.0×10-4 s-1;流函数等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.ξT(x,y,0);b.ξ(x,y,0);c.ψT(x,y,0);d.ψ(x,y,0)Fig.1　Relative vorticity and stream function fields at the initial time(contour interval of relative vorticity is 2.0×10-4 s-1 and contour interval of stream function is 0.5×104 m2·s-1)　　a.ξT(x,y,0);b.ξ(x,y,0);c.ψT(x,y,0);d.ψ(x,y,0)

因为ξT(x,y,0)=2ψT(x,y,0),ξ(x,y,0)=2ψ(x,y,0),通过泊松迭代可以从ξT(x,y,0)求出ψT(x,y,0)(图1c),从ξ(x,y,0)求出ψ(x,y,0)(图1d)。通过空间差分计算,又可以从ψT(x,y,0)求出ξTA(x,y,0),从ψ(x,y,0)求出ξA(x,y,0)。令DT=(ξTA(x,y,0)-ξT(x,y,0))/ξT(x,y,0),D=(ξA(x,y,0)-ξ(x,y,0))/ξ(x,y,0),DT和D的最大值都小于0.1%,说明迭代求解的精度满足要求。

实际大气中,台风附近的中尺度涡大多呈准圆形;但是,也有一类呈狭长条的形状。观测表明,在台风向西北方向移动的过程中,如果在台风的西北象限出现一个眉状中尺度涡,台风往往将转向北上,形成异常路径。罗哲贤(2011)曾用图1b的复杂构型,讨论过台风能量频散问题。

具体计算时,需将(1)式、(3)式和(4)式离散化。本文采用线性化的正压无幅散涡度方程((1)式)模式模拟,实施数值积分求出流场演变的数值解。采用Asselin(1972)的时间中央差滤波方案,在东西和南北边界,取循环边条件。计算区域为4 000 km×4 000 km的正方形,Δx=Δy=10 km,格点数为401×401,模拟时间步长取180 s。

用此模式实施两个试验,均积分144 h以上。第一个实验EXA中,令初始中尺度涡ξS(x,y,0)=0,为孤立圆涡;第二个实验EXB中,令初始中尺度涡ξS(x,y,0)不为零,为复杂构型涡旋。

2结果和讨论

两个试验EXA和EXB中,不论是孤立圆涡还是复杂构型涡旋,结果均显示出能量频散波列。现分别讨论,并对比两个能量频散波列形成过程的差别。

2.1孤立圆涡能量频散波列的形成过程

EXA中,能量频散波列形成经历了三个阶段,下面依次说明。

第一阶段:同心圆轴对称结构转变为东西非对称结构(图2、3)。

图2　EXA第一阶段3～18 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=3 h;b.t=6 h;c.t=9 h;d.t=12 h;e.t=15 h;f.t=18 hFig.2　Stream function field during 3—18 h in the first stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=3 h;b.t=6 h;c.t=9 h;d.t=12 h;e.t=15 h;f.t=18 h

显然,EXA中,t=0 h,流函数场呈现同心圆轴对称分布(图1c);其后,同心圆轴对称分布的结构逐渐破坏,形成一个东西非对称的结构,即涡旋西半部等值线疏松,涡旋东半部等值线紧密的结构。这个东西非对称的结构在21～39 h(图3)和42～51 h(图4)更加明显。

图3　EXA第一阶段21～39 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=21 h;b.t=24 h;c.t=27 h;d.t=30 h;e.t=33 h;f.t=39 hFig.3　Stream function field during 21—39 h in the first stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=21 h;b.t=24 h;c.t=27 h;d.t=30 h;e.t=33 h;f.t=39 h

图4　EXA第一阶段42～51 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=42 h;b.t=45 h;c.t=48 h;d.t=51 hFig.4　Stream function field during 42—51 h in the first stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=42 h;b.t=45 h;c.t=48 h;d.t=51 h

第二阶段:涡旋频散高值系统的出现、持续和加强(图5、6)。

EXA中,t=54 h,在涡旋以东,开始出现了高值系统(图5),其后,这个高值系统的空间范围加大,强度加强。

图5　EXA第二阶段54～84 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=54 h;b.t=60 h;c.t=66 h;d.t=72 h;e.t=78 h;f.t=84 hFig.5　Stream function field during 54—84 h in the second stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=54 h;b.t=60 h;c.t=66 h;d.t=72 h;e.t=78 h;f.t=84 h

图6　EXA第二阶段90～120 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=90 h;b.t=96 h;c.t=102 h;d.t=108 h;e.t=114 h;f.t=120 hFig.6　Stream function field during 90—120 h in the second stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)　　a.t=90 h;b.t=96 h;c.t=102 h;d.t=108 h;e.t=114 h;f.t=120 h

图7　EXA第二阶段126～135 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=126 h;b.t=129 h;c.t=132 h;d.t=135 hFig.7　Stream function field during 126—135 h in the second stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=126 h;b.t=129 h;c.t=132 h;d.t=135 h

在图5、图6中,实线流函数围成的涡是低值系统,虚线流函数围成的涡是高值系统;下文图中的实线和虚线同此说明。

在EXA第二阶段中,除了高值系统范围逐渐加大,强度逐渐增强外,还有一个重要的现象,即高值系统的形状发生改变。第二阶段开始时,高值系统呈准南北走向(图5a、5b、5c),第二阶段接近结束时,高值系统的北半段呈准西北—东南走向(图7b、7c、7d),高值系统的南半段呈准东北—西南走向(图7b、7c、7d)。高值系统形状改变的天气学意义将在下面继续讨论。

第三阶段:涡旋频散低值系统出现和波列的形成(图8)。

在EXA的第一阶段,尽管涡旋的结构和形状发生了变化,但是,涡旋能量基本上仍然维持在涡旋区域内。在EXA的第二阶段,频散高值系统的空间尺度从小变大,在第二阶段结束时,频散高值系统的空间尺度比涡旋主体的空间尺度大(图7d),意味着涡旋能量通过频散转移到高值系统。类似地,在EXA的第三阶段,频散波列低值系统的空间尺度从小变大,在第三阶段结束时,频散低值系统的空间尺度比涡旋主体的空间尺度大,比高值系统的空间尺度也稍大(图8d),意味着涡旋能量通过频散转移到高值系统。因此,涡旋频散波列的形成伴随着涡旋—高值系统—低值系统之间的能量转移过程。

图8　EXA第三阶段138～147 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=138 h;b.t=141 h;c.t=144 h;d.t=147 hFig.8　Stream function field during 138—147 h in the third stage of EXA(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=138 h;b.t=141 h;c.t=144 h;d.t=147 h

2.2复杂构型涡旋能量频散波列的形成过程

EXB中,能量频散波列的形成也经历了三个阶段,下面依次讨论。

第一阶段:同心圆轴对称结构转变为东西非对称结构(图9、10)。

图9　EXB第一阶段3～18 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=3 h;b.t=6 h;c.t=9 h;d.t=12 h;e.t=15 h;f.t=18 hFig.9　Stream function field during 3—18 h in the first stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=3 h;b.t=6 h;c.t=9 h;d.t=12 h;e.t=15 h;f.t=18 h

图10　EXB第一阶段21～39 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=21 h;b.t=24 h;c.t=27 h;d.t=30 h;e.t=33 h;f.t=39 hFig.10　Stream function field during 21—39 h in the first stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=21 h;b.t=24 h;c.t=27 h;d.t=30 h;e.t=33 h;f.t=39 h

图11　EXB第二阶段42～72 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=42 h;b.t=48 h;c.t=54 h;d.t=60 h;e.t=66 h;f.t=72 hFig.11　Stream function field during 42—72 h in the second stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)　　a.t=42 h;b.t=48 h;c.t=54 h;d.t=60 h;e.t=66 h;f.t=72 h

与EXA(弧立圆涡)相比,EXB(复杂构型涡旋)第一阶段持续的时间变短了12 h(对比图10f与图4d)。

第二阶段:涡旋频散高值系统的出现、持续和加强(图11、12、13)。

EXB中,t=42 h,在涡旋以东,开始出现高值系统(图11),其后,这个高值系统的空间范围加大,强度加强(图11、12、13)。

图12　EXB第二阶段78～102 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=78 h;b.t=84 h;c.t=90 h;d.t=96 h;e.t=99 h;f.t=102 hFig.12　Stream function field during 78—102 h in the second stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)a.t=78 h;b.t=84 h;c.t=90 h;d.t=96 h;e.t=99 h;f.t=102 h

图13　EXB第二阶段105～114 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=105 h;b.t=108 h;c.t=111 h;d.t=114 hFig.13　Stream function field during 105—114 h in the second stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)　　a.t=105 h;b.t=108 h;c.t=111 h;d.t=114 h

对比EXA第二阶段和EXB第二阶段流型的演变可见,两者的差别有两点:第一,EXA涡旋主体衰减较慢(图7d),EXB涡旋主体衰减较快(图13d);第二,EXA频散高值系统较弱(图7d),EXB频散高值系统较强(图13d)。

第三阶段:涡旋频散低值系统出现和波列的形成(图14、15)。

图14　EXB第三阶段117～132 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=117 h;b.t=120 h;c.t=123 h;d.t=126 h;e.t=129 h;f.t=132 hFig.14　Stream function field during 117—132 h in the third stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)　　a.t=117 h;b.t=120 h;c.t=123 h;d.t=126 h;e.t=129 h;f.t=132 h

图15　EXB第三阶段135～144 h流函数场(等值线间隔:0.5×104 m2·s-1)　　a.t=135 h;b.t=138 h;c.t=141 h;d.t=144 hFig.15　Stream function field during 135—144 h in the third stage of EXB(contour interval is 0.5×104 m2·s-1)　　a.t=135 h;b.t=138 h;c.t=141 h;d.t=144 h

EXA第三阶段演变和EXB第三阶段演变两者之间最大的差别是:EXA(弧立圆涡)频散低值系统的范围较小(图8d),EXB(复杂构型涡旋)频散低值系统的范围较大(图15d)。

3结论

地转偏向力是由于地球自转形成的,这种力会改变大气运动的方向。这是大气动力学和一般流体力学的根本区別。如果引进旋转力场,可以使得大气成为频散介质,这种频散效应对自由大气大尺度天气系统产生影响。早在20世纪40年代,叶笃正创立了大气长波的频散理论(Yeh,1949),受到各国气象界的重视,对中纬度天气预报提供了科学依据。20世纪90年代以来,随着科学技术的不断提高,对热带、副热带涡旋能量频散特征的研究日渐成熟和完善(Chan and Williams,1987;罗哲贤,1994;Carr and Elsberry,1995;徐祥德等,1998;Li and Fu,2006;Li et al.,2006;Ge et al.,2007,2010),这种涡旋能量频散影响台风生成和路径变化的科学认识不断深化。但是,以上研究一般都局限于孤立圆涡。

随着卫星探测技术的更新换代、新科技的研发,观测发现除了存在孤立圆涡外,还存在另一类非孤立圆涡。这类非孤立圆涡由一个孤立圆涡和一个或几个中尺度涡组成,结构呈现复杂构型涡旋。关于这一类复杂构型涡旋的研究,近来罗哲贤(2011)提出了结果,但他仅分析了频散波列的终态特征,没有涉及其形成过程。

本文结果指出,复杂构型非孤立圆涡的能量频散可以形成一个TC-G-D的波列。该波列的形成过程包含三个阶段。第一,涡旋东西向非对称结构的形成;第二,涡旋主体东侧频散高值系统的出现、持续和发展;第三,频散高值系统的东侧频散低值系统的出现和加强。

与孤立圆涡的能量频散相比,复杂构型非孤立圆涡的能量频散有三点不同。首先,波列形成过程第一阶段的时间明显缩短;其次,频散高值系统更强,其北半段伸展更远,并呈现西北—东南走向;再次,频散低值系统占据的空间尺度更大。

如上文所示,孤立圆涡能量频散波列与复杂构型涡旋能量频散波列,两者之间存在差异。现初步讨论这种差异形成的原因。

首先,设想在xoy平面上,有一个二维的初始涡旋,该涡旋有一条闭合的外缘线。该涡旋的能量被外缘线包围着。如果将此涡旋放置在非频散介质的环境场中,那么,随着时间的推移,涡旋能量始终维持在外缘线内,不会越过外缘线向外散布。但是,如果将此涡旋放置在频散介质的环境场中(地球大气就是频散介质),那么,随着时间的推移,涡旋能量将不会始终维持在外缘线内,能量将越过外缘线向外散布。这就是能量频散。不严谨地说,开始堆聚在一起的能量,后来散开了,就是能量频散。在本文的场合,这种能量频散过程主要与两个因素有关。一是外部条件,即频散介质本身频散性的强弱。二是内部条件,即初始涡旋的形状和结构等。本文中,频散介质本身频散性的强弱并无变化。但是,初始涡旋的形状和结构是有变化的,从孤立圆涡变成了复杂构型涡旋,这就导致了非孤立圆涡能量频散波列不同于孤立圆涡能量频散波列。

其次,从不考虑耗散作用的线性化的正压无辐散涡度方程(1)来讨论。如上所述,不严谨地说,开始堆聚在一起的能量,后来散开了,就是能量频散。需要说明的是,能量往外散开不是随心所欲地到处乱跑,而是受到严格的物理约束。这个物理约束的数学表达就是“二维空间的频散关系式”。这个“二维空间的频散关系式”是从方程(1)出发,经二维Fourier变换推导得到的。在一维Fourier展开式中,一维的曲线可用多个谐波的迭加来逼近;在二维Fourier展开式中,二维的图形(包括涡旋图形)可用多个模的迭加来逼近。二维空间的频散关系式表明:不同的二维模,其能量传播的速度也不同。如果二维图形的模结构不同,能量频散的过程和结果也不同。这方面较详细的叙述可参见文献(罗哲贤,1994;Luo et al.,2011)。如所知,无论是解析解还是数值解,决定它们的是方程、边条件和初条件。这三者之中任何一个发生改变,就可能引起解的不同。孤立圆涡能量频散问题与复杂构型涡旋能量频散问题,两者相应的方程相同,边条件也相同;但是初条件不同。初始孤立圆涡的二维模结构与初始复杂构

型涡旋的二维模结构明显不同,由二维空间的频散关系式可推论,两者能量频散的过程和结果也会不同。

此外,在以往的研究中,如在罗哲贤(1994)中,频散波列由三个成员构成,与本文图8等相似。其中,西边的波列成员是初始涡,显然是一个低值系统,东边的波列成员与初始涡符号相同,也是一个低值系统,两者之间的波列成员与初始涡符号相反,故称为高值系统。频散波列也称为低—高—低值波列。本文图5、图6也沿用这种术语。

本文结果有两个应用前景。

第一,位于副热带高压南侧的西太平洋台风,在副热带高压作用下,一方面自东向西移动,另一方面台风能量不断向外频散,结果由于能量频散在台风中心以东形成一个高值系统。出现高值系统有时与副热带高压相连,使副高向南伸展,经向度加大。在这种副热带高压引导下,台风路径从西行转向北上,造成异常台风路径(Carr and Elsberry,1998)。罗哲贤和马镜娴(2001)通过模拟实验发现,这个台风路径突变的发生并不是经常出现,而是带有偶然性。在很多情况下,高值系统与副热带高压相距甚远,几乎不可能相连。本文结果显示:在复杂构型非孤立圆涡的条件下(图1b),能量频散高值系统北半段向西北方向伸展的更远,范围更大(图13d),若台风北侧有东西向带状副高移动,则有利于带状副高与频散高值系统北半段连接,出现台风“北折转向”路径异常的发生。

第二,Li and Fu(2006)不仅用洋面风场等卫星资料发现西太平洋台风TC-G-D的波列特征,而且还发现此波列特征与新生台风之间存在着联系。在复杂构型非孤立圆涡条件下,台风通过能量频散,可以在环境场中激发出一个空间区域:在波列成员高值系统区域,反气旋环流控制,激发出新生台风的低概率区;在波列成员低值系统区域气旋环流控制,激发出新生TC的高概率区。波列成员低值系统的区域扩大,意味着在此区域新生一个TC的概率更高。

本文的工作是初步的。参数敏感性的问题尚未涉及,需继续硏究。

参考文献(References)

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Two numerical simulations whose integration times are 144 h are performed using a linearized non-divergent barotropic vorticity equation model to investigation into the formation process of a wave train induced by the energy dispersion of a complex structure non-isolated vortex.In the initial field a tropical cyclone (TC) vortex and a mesoscale vortex coexist,which forms a complex structure pattern in the first simulation.

The results in the first simulation show that a TC-high-low wave train may be created by the energy dispersion of the complex structure non-isolated vortex.The formation of the wave train was composed of three stages: (1) an asymmetric structure in the east-west direction in the TC area emerged,(2) a high dispersion system occurred,was maintained and strengthened to the east of the TC vortex,and (3) a low dispersion system occurs and then intensifies to the east of the high dispersion system.

In the initial field there is only one tropical cyclone vortex,which forms an isolated circular vortex pattern rather then a complex structure pattern in the second simulation.The results in the second simulation show that a TC-high-low wave train can be identified.Compared with the case of the isolated circular vortex,three differences exhibit in the case of the complex structure vortex.Firstly,the first stage of the wave train formation is significantly shortened.Secondly,the dispersion high is stronger.Thirdly,the dispersion low has a larger spatial scale.

The results have following application prospects.

(1) TC is often located on the southern side of the subtropical high,the dispersion high system occurs on the east side of the TC,while TC moves from the east to the west under the influence of the steering flow.Sometimes the dispersion high can be connected with the subtropical high,which extends to the south,and TC track turns abruptly to the north from the west.In most cases,the subtropical high and the dispersion high is far away from each other,therefore they cannot be connected.The results in this paper show that the dispersion high is stronger in the case of complex structure configuration vortex,it will be in favor of their connection and leads to the unusual track of the TC.

(2) Normally there is less moisture with low probability of a new TC genesis in the dispersion high area,and vice versa.The results in this paper show that in the case of the complex structure vortex the dispersion low system extends to a large area,and the high probability region of a new TC genesis will be enlarged as well.

complex structure vortices;tropical cyclone;energy dispersion;wave train;formation process

(责任编辑：刘菲)

Formation process of a wave train created by the energy dispersion of a complex structure non-isolated vortex

MA Gelan1,2,REN Yifang3,NI Donghong4,LUO Zhexian2

1SchoolofEnvironmentalScienceandEngineering,NanjingUniversityofInformationScience&Technology,Nanjing210044,China;2JiangsuKeyLaboratoryofAtmosphericEnvironmentMonitoringandPollutionControl,NanjingUniversityofInformationScience&Technology,Nanjing210044,China;3JiangsuProvincialServiceCenterforMeteorologicalScienceandTechnology,Nanjing210008,China;4ExperimentalTeachingCenterofAtmosphericScienceandEnvironmentalMeteorology,NanjingUniversityofInformationScience&Technology,Nanjing210044,China

doi：10.13878/j.cnki.dqkxxb.20150921001

引用格式:马革兰,任义方,倪东鸿,等.2016.复杂构型涡旋能量频散波列的形成过程[J].大气科学学报,39(3):339-348.

MaGL,RenYF,NiDH,etal.2016.Formationprocessofenergydispersionwavetrainofcomplexvortices[J].TransAtmosSci,39(3):339-348.doi:10.13878/j.cnki.dqkxxb.20150921001.(inChinese).

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