2023, Vol. 53
2. 青岛海洋科学与技术试点国家实验室，山东 青岛 266237;
3. 中国海洋大学三亚海洋研究院，海南 三亚 572025;
4. 国家海洋局北海预报中心，山东 青岛 266061
海洋环流是全球海洋物质和能量的输送带，对全球气候变化起重要调控作用。基于卫星高度计、漂流浮标、船载断面观测和定点锚系观测等方式，我们对海洋上层环流有了较多的认知。受地形的限制，深层环流可在海峡、海底通道、深层西边界等较小的范围进行有效观测。然而对于海洋中层环流，受观测手段和数据的限制，当前认知极为匮乏。中层环流作为连接上层和深层的纽带，对深层水的通风和与上层海洋的水团交换非常重要[1-2]。本文重点围绕北太平洋的中层环流时空特征开展研究分析。
1980年代之前，在太平洋很少有中层环流的测量，主要的科学研究始于热带太平洋以及赤道沿线进行的海洋考察[3]。通过整合断面观测结果，Kawabe和Fujio[4]用三层结构对太平洋环流进行了系统的诊断分析。WOCE和GO-SHIP等观测计划的系列全水深断面(如日本气象厅沿137°E的多年连续断面观测)，为研究西北太平洋中深层年际和更长的时间尺度上的变异提供了宝贵的资料[5]。在东北太平洋盆地(Northeast Pacific basin，NEPB)，Kawabe和Fujio[4]分析WOCE观测数据后初步刻画了中深层水体输运和翻转特征，之后Hautala[6]通过CTD和Argo浮标进一步给出了NEPB环流的三维结构。在更高纬度的阿留申海盆，多个断面对阿拉斯加流和阿留申岛弧通道进行了观测，以研究北太平洋的水团与白令海的交换[7-9]。
然而，上述研究大多基于单次或多次的水文断面观测，忽略了海洋中广泛存在的季节内、季节和年际等各种时间尺度变异的影响，导致分析的结果存在较大的不确定性。而中性漂流浮标作为一类拉格朗日方式观测海流的平台，如大量布放使用，可非常有效地开展中层环流的长期观测。自持式拉格朗日环流探测器(ALACE)发明以来，拉格朗日测量广泛应用于海洋环流的描述性研究[10-11]。Davis[12-13]绘制了早期的WOCE浮标漂流速度的地图，以检查热带太平洋和南太平洋中层流的平均结构。基于Argo轨迹计算得到的全球深层流场数据集(如: YoMaHa′07, ANDRO等)逐步成为研究大洋深层流时空分布及相关机制的重要依据[13-16]。这些从Argo漂流深度计算出的速度场，在研究阿拉斯加流的结构和输运[9]，赤道深层射流宽度[17]，赤道太平洋的变异模式[18]，热带太平洋中层纬向流[19]等领域中发挥作用。国际Argo计划自2000年实施起，尤其是2010年之后浮标数量快速增长，与现有的数据集相比(如ANDRO，使用2012年末之前的数据)，Argo轨迹数量已在北太平洋的时空覆盖率显著提升，这为研究中层环流的时空变化提供了条件。本文的目标是使用最新的Argo轨迹数据反演北太平洋中层(1 000 dbar)的水平流场，在更大的空间范围内描述其流场结构并分析其时间变率。
1 数据及方法 1.1 数据本文使用的数据为2000年1月—2021年4月投放在北太平洋(100°E—80°W, 0°—65°N)的3 458个漂流深度为1 000 dbar的Argo浮标轨迹资料。这些数据由国际Argo计划和为其做出贡献的国家计划收集并免费提供(https://argo.ucsd.edu)。这些浮标剖面观测平均周期约为10 d，在海面传输信号时间平均约为11.3 h，在水下的时间约为229.3 h，其中在漂流深度(1 000 dbar)停留207.0 h，上升和下潜所用的时间约为22.3 h。因其近90%的时间均于漂流深度随流运动，是开展漂流深度海流拉格朗日观测的良好手段。由于其分布的散点化和不均匀性，在分析之前需要对数据进行网格化处理。在0.5°×0.5°的格点上，数据覆盖了除边缘陆架和东北太平洋海盆部分格点外的地区，获得中层海流数不少于10个的格点占了77%(见图 1)。
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图 1 Argo浮标在北太平洋0.5°×0.5°网格内提取中层(1 000 dbar)流速记录个数的空间分布 Fig. 1 Distribution of the number of velocities derived from Argo floats at mid-depth North Pacific in 0.5 °×0.5° grid points |
由于速度切变的误差不能直接从浮标轨迹或剖面数据中估算出来，本文引入ECCO2(Estimation of the circulation and climate of the ocean)数据进行误差评估。ECCO2模拟结果包括1/4(°)水平网格间距的准全球模拟和从近海表10 m到最大深度5 906 m，厚度不等的50个垂直分层。该产品通过亚太数据研究中心(Asia-Pacific data research center)获取。
1.2 方法Argo浮标在漂流深度速度Vpd的简单计算是浮标在水下漂流的距离Δs除以时间Δt：
| $V_{\mathrm{pd}}=\frac{\Delta s}{\Delta t}。$ | (1) |
Argo浮标只在海面停留的数小时内位置是可追踪的，在第一次定位和最后一次定位之后，浮标均在海表漂流了一段未知的距离。卫星定位时滞导致的表面漂流是主要的误差来源，所以从每一个浮标连续的海表面定位推断中层位移开始和结束的位置是一个重要的步骤。本文采用Park等[14]提出的一种基于最小二乘法的方法来估计中层流速，此方法考虑大尺度的背景流和惯性流，将浮标的海表运动轨迹看作是线性运动和惯性运动的合成，拟合出海表轨迹曲线，外推出上浮位置和下潜位置，再根据外推出的位置计算中层流速。海表轨迹可以表示为：
| $\begin{aligned} P_k^{m f}-P_1^{m f}= & U_L\left(T_k^m-T_1^m\right)+\int_{T_1^m}^{T_k^m} U_I(t) \mathrm{d} t \\ & (k=1, \cdots, N) 。\end{aligned}$ | (2) |
式中：Pkmf是第m个周期拟合后第k个点的位置；UL是线性速度；Tkm是第m个周期的拟合后第k个点的时间。
如图 2所示，在对每一周期海表的卫星定位点进行拟合并外推后，推算出的中层流速与拟合前推算出的中层流速相比，在大小和方向上都有差别。与按式(1)直接提取中层流速相比，经过订正的流速平均减小了0.23 cm·s-1，所以在本研究所使用的数据中表面漂流带来的时滞误差会使中层流速平均被高估19.9%。在三维海洋中，漂流深度与海面之间流速的垂直切变是另一个主要的误差源。浮标在切变影响下会漂移一定距离，使得中层流速被高估。按照Park等[14]。的方法，我们估算了与速度切变相关的误差，公式如下：
| $\begin{gathered}E^m=\frac{1}{\Delta T_{\mathrm{DS} 2 \mathrm{AE}}^m} \times \\ {\left[\int_{\substack{\text { parking } \\ \text { depth }}} V_{\text {desc }}^{* m}(z) \frac{\mathrm{d} z}{w_{\text {desc }}^{\#}(z)}+\int_{\substack{\text { parking } \\ \text { depth }}} V_{\text {asc }}^{* m}(z) \frac{\mathrm{d} z}{w_{\text {asc }}^{\#}(z)}\right] 。}\end{gathered}$ | (3) |
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图 2 2900665号浮标海表面轨迹和第43周期拟合图像 Fig. 2 Fitting image of float 2900665 and its 43th cycle |
式中：Em是速度切变产生的误差；ΔTmDS2AE是第m个周期从下潜开始到上浮结束的时间；Vdesc*m(z)和Vasc*m(z)是深度z处的速度切变，它与下潜和上浮期间的各层速度有关；wdesc#(z)和wasc#(z)是深度z处浮标下潜和上浮的速度。这里我们假设浮标的垂直速度是恒定的，使用ECCO2数据找出浮标每个周期下潜/上浮时间所在网格点对应的1 000 dbar以上的流速按公式进行积分。切变误差在北太平洋的空间分布如图 3所示，在大部分地区，垂直切变的影响相对较弱，误差在0.01 cm·s-1内，低纬度地区(0°—15°N)在0.1 cm·s-1左右，18°N—36°N的西边界流地区和低纬度的一些小区域可达到0.2 cm·s-1，这些误差比从轨迹估计的中层速度小一个数量级。使用Argo轨迹计算中层速度还有一个误差来源，就是浮标在海面以下实际路径的不确定性，特别是在边界区域中，因为在下潜位置和下一周期上浮位置之间的直线距离只是浮标行进的最短距离，实际轨迹偏离最短直线越大则偏差越大，但该误差目前尚无有效的估算方法，本文暂且忽略此类误差。
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图 3 剪切误差在北太平洋的空间分布 Fig. 3 Distribution of the shear error in the North Pacific |
图 4描述了1 000 dbar深度北太平洋中层环流的基本结构。在高纬度地区(大于40°N)，平均速度的空间分布表明亚北极锋以北有一大片区域是为均匀的东向流，这与表层的北太平洋洋流位置对应。在NEPB的南部和西部，浮标数据较少，而在NEPB的东北部，缓慢的流速导致在该地区的浮标停留时间较长，较弱的局部气旋式环流是一个显著的特征(见图 5)，这与Coats[20]用水文断面计算的1 500 m以上环流的结果一致。NEPB东北角的水团在145°W—130°W的东岸开始加速转向北，在科迪亚克岛增强成一条狭窄、强大的(大于15 cm·s-1)阿拉斯加流(Alaskan stream，AS)。标准差显示其沿SW-NE变化较小，如果检查单独的Argo轨迹，也可以看到数个浮标进入了白令海，或在阿留申群岛搁浅。大部分浮标的轨迹在AS中沿阿留申岛弧南坡向西南延伸，在180°以西，阿留申岛弧转向西北时，AS的一部分转向北流入白令海，其余部分继续向西与亲潮区相连，可一直追溯到北海道。
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图 4 1 000 dbar北太平洋平均环流叠加5°×5°流速矢量 Fig. 4 Mean circulation of the North Pacific at 1 000 dbar with velocities of 5°×5° grid points |
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图 5 东北太平洋平均环流叠加2°×2°流速矢量 Fig. 5 Mean circulation of the Northeast Pacific with velocities of 2°×2° grid points |
在中纬度(20°N—40°N)，黑潮延伸体(Kuroshio extension，KE)区域浮标数据较多，该地区是较强的东向流和丰富的中尺度涡旋活动区(见图 6)，其涡动能在整个中层北太平洋呈峰值。正如文献[22]所预期的那样，平均速度的空间分布显示射流的宽度在KE最宽, 它的径向范围延伸到180°，平均速度可达8~15 cm·s-1，标准差显示其径向和纬向速度分量的变率都很大。KE的平均路径显示存在两处准静止的弯曲，其脊位于143°E和150°E附近。
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图 6 黑潮延伸体的平均环流叠加2°×2°流速矢量 Fig. 6 Mean circulation of the Kuroshio Extension with velocities of 2°×2° grid points |
20°N以南环流的特征是存在纬向条带状结构，平均经向速度的空间分布在整个北太平洋除西边界外都表现出不连贯的结构。鉴于纬向射流的经向尺度多为1°~2°，其结构在5°×5°的流速矢量上不明显，它们的特征将在下一节以更细的网格阐述。太平洋海盆东边界的环流较弱，其采样少于更高纬度或同纬度的西边界，理论上赤道东边界的亚热带环流是一个“阴影区”，这些水团因Sverdrup动力学被限制而无法有效通风[23]。Jenkins等[24]以及Kawaze和Sarmiento[25]在北大西洋的示踪观测表明中层水只向北30°N以北通风。
2.2 纬向流在以往的研究中，位于赤道太平洋的一系列水文断面的分析突出了低纬度次表层到中层附近一系列复杂的流动，这个纬向流系统按纬度可以大体分为三个部分：中深层赤道环流(Intermediate and deep equatorial circulation, DEC)、低纬度次表层流系(Low-latitude subsurface currents, LLSCs)和低纬度中层流(Low-latitude intermediate currents, LLICs)。DEC又可以分为两个分支：(1)赤道区域(南北纬1.5°之间)垂直方向上交替的纬向流，垂直尺度为几百米(Equatorial deep jets, EDJs)；(2)赤道外射流(Extra-equatorial jets，EEJ)或赤道中间流(Equatorial intermediate current，EICs)，是一系列随纬度变化而发生东西向交替的纬向流，其垂直范围较大，在南北纬10°内。在100 dbar上，前人观察到了属于EEJs(或EICs)的下层赤道中层流(Lower equatorial intermediate current，L-EIC)(~1°S—1°N)，其流向和深度变异较强[26]。属于LLICs的有三支：(1)东向的北中层逆流(Northern intermediate counter current, NICC)(~1.5°N—3°N); (2)东向的二级北次表层逆流(Secondary northern subsurface counter current，sNSCC或Secondary tsuchiya jets)[27]; (3)西向的北赤道中层流(Northern equatorial intermediate current，NEIC)(约2°N—4°N)。10°N以外还有LLSCs与LLICs相融合的北赤道潜流(North equatorial undercurrent，NEUC)[27]。尽管有许多沿经向的海流断面观测确实揭示了东西交替的速度[29-30]，但这些结构的水平范围是未知的。因为已知中尺度涡流向西移动时，单个涡旋的信号在短时间内平滑时，会产生一个纬向拉长的结构，其宽度对应于涡旋大小，其长度由涡旋的位移决定，所以可能会产生在平均纬向速度中看到类似“条纹”的运动学伪像，这种情况显然是涡旋和锋面射流形成的。那么以上的纬向射流系统是涡旋传播时的短时间平滑还是在一定程度上拥有一个更大尺度的结构？如果能在20多年的Argo轨迹数据中观察到这些洋流沿纬度方向贯穿海盆，并且在实时的观测中依然存在，那么这代表其为气候态存在的纬向射流。
从0.5°×0.5°平均纬向速度填色(见图 7)可以清晰地观察到0°—20°N之间所有的东向射流都起源于非常靠近海岸的地方，5条射流的起点分别位于：~17°N，~13°N，~9.5°N，~4.5°N，~1.5°N。其宽度为1°~2°，并且几乎不随纬度变化而发生变化。10°N以南存在3条纬向流横跨整个太平洋海盆，流速从海盆西部向东部逐渐减小。与东向射流相似，0°—10°N范围内的西向射流也几乎横跨太平洋海盆，相比之下，它们的经向尺度相当短(约160~180 km)，西向流速大小为5~10 cm·s-1，略慢于东向射流。赤道附近的流速绝对值在2°N附近的NICC上达到最大值，并随纬度增加呈减小趋势。
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图 7 纬向速度的纬向平均(左)与纬向流速分布(右) Fig. 7 Zonally averaged velocities of zonal component(left) and the distribution of mean zonal velocities(right) |
NICC起源于哈马黑拉海岸以东，由来自L-EIC或新几内亚沿岸潜流的中层水供给，在围绕哈马黑拉涡旋转之后和来自NEIC的水合并，在130°E和140°E之间转向东南[31]。考虑到各射流方向的高稳定性和较弱的经向速度，使用纬向速度来近似各射流的强度。从Argo轨迹得到的NICC平均纬度在1.6°N，平均纬向速度8.3 cm·s-1，标准差5.0 cm·s-1，最大纬向速度(大于15 cm·s-1)在142°E和152°E之间，其季节变化特征可以在各纬度的纬向速度平均图中更好地看到(见图 6)，此处纬向速度统计了130°E—120°W。NICC在冬季核心速度增强(15~18 cm·s-1)，且经向范围扩大，特别表现为其南部边界的延伸。在夏季，NICC的主体(即大于10 cm·s-1)从冬季的~1.4°N迁移到~2.0°N，其南部被西向的L-EIC占据。
sNSSC是北次表层逆流(Northern subsurface counter current，NSCC或Tsuchiya jets)在更深处的延伸，这个系统先被在南半球的南次表层逆流之下被发现[30, 32]，之后Qiu等[27]在175°E—180°和150°W—145°W断面上也发现了NSSC之下的二级逆流。在Argo的观测中，sNSSC起始于130°E以西，在137°E达到流速最大值13.8 cm·s-1，直到147°E以东核心速度减弱至5 cm·s-1。流核平均纬度为4.5°N，平均纬向速度为(7.2±5.1) cm·s-1，虽然纬度范围相当窄，但所在位置(4°N—5.5°N)相对稳定。在140°W以东，sNSSC的径向范围并不明显，有时会与相邻的同向射流汇合形成宽阔的纬向流，在最东端100°W和90°W之间失去了作为强射流的特征。sNSSC在夏秋季加强，在冬春季减弱(见图 8左)，这些变化与上层的NECC以及NSSC类似。从10°W开始以东，在sNSSC以北的6°N—7°N，西向流的翻转经常出现，在超过20年的平均图中显示为跨半个海盆的东向流一直延伸到东海岸。
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图 8 各季节纬向速度的纬向平均(左)与五条射流的流轴位置(右) Fig. 8 Seasonal zonally averaged velocities of zonal component (left) and the axes of five jets |
NEUC被认为是由东太平洋上空的大范围风强迫引起的年度斜压Rossby波破碎后，非线性中尺度涡在西传过程中形成的[28]。通过Argo可以观测到始于~17°N、~13°N和~9.5°N，平均纬度~18.7°N、~14.5°N和~9.2°N的三核结构，与Qiu等[27]描述的NEUC的位置(9°N、13°N和17°N)大致相同。它们都不是纯粹的纬向，而是在180°以东有SW—NE的倾斜，在Reid[33]的比容高度图中几乎是带状的，没有显示出这种向东北倾斜的形态。尽管三条分支显示出不同程度的季节性振荡，但它们的合并很少发生，在空间上几乎保持在相同的位置，在不同经度上可能断开。起始于~17°N的分支平均纬向速度为4.5 cm·s-1，标准差为3.0 cm·s-1，其主体部分(大于5 cm·s-1)可延伸到170°E。它在到达155°W时变得不连续，考虑到小尺度地形可能会影响到其结构的维持，20°N附近的地形中除了夏威夷群岛，都没有达到1 000 m以上，但地形可能会通过与周围的涡流相互作用来阻挡纬向射流。Roden[34]报告了夏威夷-皇帝海山链对日期变更线附近的纬向流的巨大影响。在Nakano和Hasumi[35]的去除夏威夷群岛和帝王海岭的模型实验中，纬向射流笔直地流动且没有显示出不连续性。NEUC在14°N的第二条分支相对较弱，平均纬向速度为4.5 cm·s-1，标准差为3.1 cm·s-1，其最大纬向速度在134°E为7.6 cm·s-1。它在21 a(2000年11月—2021年4月)平均场中没有被完整地观察到，尽管存在局部速度极值，说明部分纬向流在超过20年内相互抵消，但如果检查单个浮标的轨迹，可以发现它们单独连贯地向东漂移。起始于~9°N的分支与其他两支相比更加水平，在120°W以东不明显地倾斜，其平均纬向速度为4.8 cm·s-1，标准差为3.2 cm·s-1，在156.5°E达到最大速度9.4 cm·s-1。Qiu等[27]发现的第三分支在东部的倾斜结构从Argo数据中难以体现，Argo所观测到的第三分支的东部与其所述东部盆地沿~10°N的第四条SW-NE倾斜带状射流合并。
从五条东向射流各季节流轴位置(见图 8右)可以看出，除NICC的流轴在秋冬季向南迁移外，其他各流的流轴位置没有显著变化。纬向速度的纬向平均(见图 8左)显示，处于较低纬度的三条，NICC、sNSCC和NEUC南支的纬向速度的季节性异常明显，在10°N以北，季节性异常逐渐减弱近乎消失。NICC冬季强、夏季弱，sNSCC夏秋强、冬春弱，NEUC南支秋季强、春季转向。对于西向流，赤道上的L-EIC有最强烈的季节性异常，表现出夏强、冬弱，NEIC表现出秋冬强、春夏弱。L-EIC与相邻的NICC反相位，与sNSCC同相位，说明L-EIC最大的西向输运和北方sNSCC的东向输运同时发生，同时与NICC互补。在冬季L-EIC有时会逆转为东流，在很多观测中，L-EIC会被沿赤道的东流所取代[39, 26]，其异常值大于平均流速以至于转向。
对于这些射流，如今学者们认为主要存在三种可能的能量来源：(1)产生自西边界或者上层海洋的深层赤道季节内变异[40-42]；(2)赤道外盆地尺度垂直传播的年周期Rossby波[28, 36, 38, 44-45]；(3)永久性的区域海洋环流或是风强迫过程[41-44]。前两种能量与强迫因素的时间变异有关，而后一种能量主要可以看作是对永久性的海洋或大气强迫的响应。这些不同的能量适用于赤道或热带大洋的不同区域，并在传播中容易出现不稳定和混合，将初始能量转换为其他尺度，才能形成最终的纬向射流。所以在不同的区域，射流具有不同的时间尺度，包括季节内变异、年周期变异以及随着大尺度环流调整的几近永久性的特征。在以往的研究中，热带西太平洋经常会观测到中层季节性变率，这种季节性周期由年周期的第一经向模态Rossby波主导，其能量来源于深层西边界流的不稳定过程，海洋表层的周期风场或者上层环流的不稳定造成的热带不稳定波等，该能量携带季节性的速度异常，每年从东部上层传播到西部深层[37-38, 46]。Argo在一些时间间隔内集中的大量测量可以直接观察到信号传播的尺度。图 9可以很好地将赤道附近中层流季节变异与Rossby波的传播联系起来。将2014—2021年在0°—2.5°N，135°E—90°W区域内从单个浮标算出的纬向和经向速度季节性异常作Hovmöller图，可以看到沿给定纬度有很强的振幅和相位相干的模式，在大约一年的时间里横跨太平洋。速度的正负异常组织成的斜线与波的传播方向一致，所以通过向西的相位传播可以清晰地看出变量的波动传播特征，周期和波长可以分别估算为x轴和y轴上相同符号的两个异常之间的间隔。我们可以发现纬向速度与长周期和波长(~1年和数千公里)相关(见图 9(a))，经向速度与周期和波长(~几天和几度)的关系则不明显(见图 9(b))。信号的传播不仅在不同纬度的各个射流特征有所不同，在同一条射流的不同部分也有区别。纬向和经向速度在整个盆地中没有恒定的周期、波长和振幅，从西太平洋和中东太平洋可以观察到不同的特征。140°W以东的周期较短(~半年)，波长较短(~60°)；140°W以西周期较长(~1年)，波长较长(~140°)(见图 9(a))。在140°W附近的早期观测结果也观测到了年周期Rossby波的类似现象[36, 47]，这可以由存在平均背景流的情况下年周期Rossby波的传播来解释。在所绘制的2014—2021年范围内，也有部分时间段的变异较强，表现形式为图中点的颜色更深，如2014—2016年。
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图 9 0°—2.5°N范围内纬向速度(a)、经向速度(b)季节异常Hovmöller图 Fig. 9 Hovmöller diagram of seasonal anomaly of zonal(U) (a) and meridional(V) (b) within the latitude range 0°—2.5°N |
本文使用Argo轨迹数据，通过拟合和外推订正表面轨迹后得到了其漂流深度1 000 dbar上北太平洋的平均环流。总体而言，通过Argo轨迹本文完整地刻画了北太平洋1 000 dbar的中层流场空间结构。在NEPB、KE区域有较多的Argo轨迹数据，较好地刻画了亚极地流涡，即KE及以东海域流幅较宽的东向流及沿阿留申群岛窄而强的西向流。在低纬度地区，20余年的Argo数据显示存在5条东向射流：NICC、sNSCC和三核结构的NEUC。当对比数据在季节平均和较长时间段内平均时，它们在纬向方向上更加连贯，说明它们是相对稳定的结构，而不是周期较短的涡旋的作用。对于NICC和sNSCC，其结构与先前观测较一致。NEUC的北支和中支在180°以东有SW—NE的倾斜，并且在平均场中有不同程度的断开。与Qiu等[27]不同，我们观测到的NEUC南支更加笔直，似乎与其所述的东部盆地沿~10°N的第四条SW-NE倾斜带状射流合并。NEUC作为相对于环境涡流较弱的潜流，需要长期时间平均来区分它们，其SW-NE转向的特性可能意味着赤道和热带的射流具有不同的强迫机制，或者与其他射流嵌入了不同背景平均环流结构。
这些射流在不同纬度叠加了不同的时间尺度，包括季节内变异、年周期变异以及随着大尺度环流调整的准定常的特征。季节性变异在太平洋更低纬度最为明显，这与年周期的罗斯贝波的传播有关，赤道附近射流的季节性变异振幅最大，与这些射流的长期平均值相当。从单个轨迹的速度异常得到的Hovmöller图捕捉到了几乎是盆地尺度的纬向信号，径向速度异常也显示出向西传播的信号。这证明了该地区的年周期信号以Rossby波的形式出现。尽管Hovmöller图已经观察到了与径向速度异常相关的周期和波长，但用这种方法很难捕捉到较短的周期和波长。各个射流不仅在径向分布上特征有所不同，在同一条射流的纬向部分特征也有区别，在0°—2.5°N，135°E—90°W区域内，140°W以东的中东太平洋周期和波长较短，140°W以西的西太平洋周期和波长较长，也有部分时间段的变异较强。
总而言之，本文基于20余年Argo轨迹数据，完整地给出了北太平洋中层环流的空间结构，以及纬向射流的时间变异特征。当然，受Argo浮标数量的限制，以及Argo轨迹分布的不均匀性，文中的流速量值存在一定的误差, 对于中层环流更加细致的分析还需进一步的观测数据支撑。
致谢: Argo数据由国际Argo计划和为其做出贡献的国家计划收集并免费提供(https://argo.ucsd.edu, https://www.ocean-ops.org)。Argo计划是全球海洋观测系统的一部分。
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