本文的研究时段为1980年至2022年，所使用的海表温度、对外长波辐射(Outgoing Longwave Radiation，简称OLR)和1000~850 hPa垂向平均的低层风的月平均数据来自欧洲中期天气预报中心(European Center for Medium-range Weather Forecasts, ECMWF)提供的第五版本再分析资料(ERA5) [27] ，其空间分辨率为0.5˚ × 0.5˚ (经度 × 纬度)。OLR用来表征大气对流，其数值越小表示大气对流越强。在建立大气对流–海温敏感性时，对数据采取了去趋势和3个月滑动平均处理，并将数据插值为5˚ × 2.5˚ (经度 × 纬度)以去除小尺度大气对流。垂向的海温和洋流的数据来自于来自ECMWF提供的第五代海洋再分析(ORAS5)数据 [28] ，空间分辨率为0.25˚ × 0.25˚ (经度 × 纬度)。同时，还使用了美国马里兰大学提供的1979~2020年空间分辨率为0.5˚ × 0.5˚ (经度 × 纬度)的Simple Ocean Data Assimilation (SODA) 3.15.2版本的海洋温度和三维海流数据 [29] 。本文使用20℃海温所处的深度(D20)作为温跃层的深度。

为了分析海流和温跃层深度变化等海洋动力过程对ENSO发展的贡献，本文选用混合层热量收支方程进行诊断，诊断方程如下 [4] [6] ：

$\frac{\partial T^{\prime }}{\partial t}=-u^{\prime }\frac{\partial \bar{T}}{\partial x}-v^{\prime }\frac{\partial \bar{T}}{\partial y}-w^{\prime }\frac{\partial \bar{T}}{\partial z}-\bar{u}\frac{\partial T^{\prime }}{\partial x}-\bar{v}\frac{\partial T^{\prime }}{\partial y}-\bar{w}\frac{\partial T^{\prime }}{\partial z}-u^{\prime }\frac{\partial T^{\prime }}{\partial x}-v^{\prime }\frac{\partial T^{\prime }}{\partial y}-w^{\prime }\frac{\partial T^{\prime }}{\partial z}+R$(1)

上式中T，u，v，w分别代表混合层(0~50米)垂向平均的海温和纬向、经向、垂向海流速度，上标(¯)和(′)分别代表该变量的当月气候平均和异常。方程左侧项为混合层海温异常的倾向，方程右侧1至6项为海洋线性动力加热项，7至9项为非线性动力加热项，R为残余项，包括海气界面热通量、次网格过程及耗

散作用等。在海洋线性动力加热项中， $-u^{\prime }\frac{\partial \bar{T}}{\partial x}$为纬向平流反馈，代表异常纬向海流对平均海温的水平输送； $-w^{\prime }\frac{\partial \bar{T}}{\partial z}$为Ekman反馈，表征异常垂向海流对平均海温的垂向输送； $-\bar{w}\frac{\partial T^{\prime }}{\partial z}$为温跃层反馈，一般将其简化为 $-\bar{w}\frac{T^{\prime }-{T^{\prime }}_{sub}}{H}$(下标sub代表50~100米的海洋次表层，H为混合层深度)，本研究仅关注 $\bar{w}\frac{{T^{\prime }}_{sub}}{H}$部

分，表征温跃层深度变化引发的次表层海温变化在气候平均上升流的输运下对混合层温度的改变效果。这三项是Bjerknes正反馈的主要贡献项，其中，温跃层反馈贡献最大，纬向平流反馈此致，Ekman反馈最弱且仅作用于靠近南美西岸的狭窄海区 [19] [30] [31] 。

本文采取的ENSO事件判定方法来自于美国海洋和大气管理局气候预测中心对ENSO的定义，即3个月滑动平均的Niño3.4指数(170˚W~120˚W，5˚S~5˚N海区内平均的海面温度异常)连续五个月大于0.5℃则判定为El Niño事件，小于−0.5℃则判定为La Niña事件。ENSO为跨年事件，通常与春末夏初开始发展且在冬季(当年12月~次年2月)达到盛期，本研究所选取的ENSO事件如 表1 所示。

ENSO的发生时，赤道中西太平洋产生异常海面风应力，进而通过赤道Kelvin波和赤道外Rossby波改变温跃层深度和混合层内的海流。El Niño发展期(4~10月) Niño4区出现异常西风( 图3(a) )，在下游激发下沉性海洋Kelvin波沿赤道向东传播，导致Niño3区温跃层加深( 图3(c) )，海洋次表层海温随之升高( ${T^{\prime }}_{sub}$> 0)，并通过气候平均的上升流( $\bar{w}$> 0)输运至混合层，因而温跃层反馈对El Niño的发展起正贡献。同时，Niño4区异常西风使赤道海洋混合层内出现异常向东的海流( $u^{\prime }$> 0， 图3(b) )，将暖池区的混合层暖水向东输运并加热冷舌区，因而纬向平流反馈也促进El Niño的发展。La Niña发展期Niño4区出现异常东风( 图3(d) )，其激发的海洋波动的动力效果相反：Niño3区温跃层变浅( 图3(f) )，次表层海温随之降低，赤道海区表层出现异常向西的海流( 图3(e) )，因而温跃层反馈和纬向平流反馈均对La Niña的发展起促进作用。

然而，在Niño4区域El Niño发展期的异常西风强于La Niña发展期的异常东风( 图3(c) )，海洋波动的动力效果更强，下游Niño3区的温跃层深度在El Niño发展期的加深程度比La Niña发展期的变浅程度更大( 图3(f) )，且赤道海洋混合层内异常向东的海流更强( 图3(i) )。但是，这些变量的不对称性实际上既是ENSO振幅不对称的原因，又是其结果。为了探讨ENSO期间海洋动力过程对非对称的海面风应力的

响应强度的非对称性，我们使用 $\beta =\frac{S_P-S_N}{S_{P+S_N}}$加以刻画 [22] ，式中 $S_P$和 $S_N$分别表示ENSO正位相和负位相

期间两变量间的回归系数，该表达式分母衡量ENSO正负位相期间两变量之间的联系的共通性，分子则凸显了ENSO正负位相期间两变量之间的联系的差异性。如 图4 所示，El Niño发展期Niño3区温跃层深度对Niño4区风应力的响应与La Niña发展期内的响应之间的不对称性(β)为0.3 ( 图4(b) )，且其引起的局地海温变化也更强(β = 0.36， 图4(d) )。相似地，Niño3区的混合层海流对Niño4区风应力的响应强度在El Niño发展期内更强(β = 0.6； 图4(f) )，通过平流引起的Niño3区海温的变化也更强(β = 0.5； 图4(h) )。因此，即使在同等强度的Niño4区风应力驱动下，温跃层反馈和纬向平流反馈对El Niño的促进作用也强于其对La Niña的促进作用(如 图2(b) 和 图2(c) )。那么，El Niño发展期赤道中西太平洋海面异常西风为何会强于La Niña发展期的异常东风呢？

根据热带大气运动方程(式2~4，见文献 [32] )，热带太平洋大气运动受气压梯度力与科氏力控制(式2和式3)，而气压的变化取决于大气柱受到异常加热或冷却后引发的空气辐合或辐散导致的空气质量堆积或损失(式3)。

$\epsilon u-fv=-\frac{1}{\rho }\frac{\partial p}{\partial x}$, (2)

$\epsilon v+fu=-\frac{1}{\rho }\frac{\partial p}{\partial y}$, (3)

$\epsilon \frac{p}{\rho }+c_a^2\cdot \left(\frac{\partial u}{\partial x}+\frac{\partial v}{\partial y}\right)=-Q$。 (4)

式中u，v，p分别为纬向风、经向风和气压， $f$为科氏参数( $f=2\Omega \sin \phi ，\Omega$为地球自转角速度， $\phi$为纬度)， $\epsilon$为大气动力耗散， $\rho$为大气密度， $c_a$为大气Kelvin波速， $Q$为大气柱所受热量。从式2~4可以合理地推断出El Niño和La Niña发展期异常海面风强度的不对称取决于大气对流变化的不对称。

如 图5 所示，El Niño发展期海温升高( 图5(a) )，热带中太平洋大气对流增强( 图5(b) )，但在La Niña发展期海温降低( 图5(b) )，引起大气对流减弱( 图5(d) )。然而，El Niño发展期Niño4区大气对流增强的幅度更大( 图5(f) )，大气对流响应的不对称性(β)为0.11 ( 图6(b) )。但需要指出的是，Niño4区风应力对局地大气对流的响应几乎不存在非对称性(β = 0.02， 图6(d) )，因此El Niño发展期Niño4区更强的异常西风响应(如 图3(g) )是通过更强的大气对流响应来实现的。虽然ENSO发展期海面风应力对海温的响应强度的非对称性较小(β = 0.08)，但该非对称性可传递至混合层海流以及温跃层深度对海面风应力的响应强度中，进而通过纬向平流反馈和温跃层反馈传递至混合层海温内，最终体现为ENSO强度的非对称性。

El Niño能使大气对流产生更强的变化其实是热带太平洋海气耦合的固有属性，即大气对流对海温的敏感性是非线性的 [26] [33] [34] 。Xie等人(2020)指出，在25.25~30.25℃的高影响海温区间内，海温的上升将增大海气界面温差，蒸发随之加强并增加大气边界层内的水汽含量，同时海温上升也引起边界层大气辐合和自由大气上升运动的增强，进而导致大气对流增强；相应地，海温下降将导致大气对流减弱。如 图7 所示，当赤道太平洋(5˚S~5˚N)海温高于大约25.5℃时，大气对流开始单调增强，至29.5℃后单调减弱( 图7(a) )。但不同海温下定量的海温变化引起的大气对流变化是不均等的。为方便讨论特定海温条件下对流变化的强度，我们定义了大气对流–海温的敏感性(式5)：

$\frac{\partial OLR}{\partial T}=\frac{OLR\left(T+\Delta T\right)-OLR\left(T-\Delta T\right)}{2\Delta T}$, (5)

式中 $\Delta T$为0.25℃， $OLR\left(T+\Delta T\right)$代表海温上升0.25℃后的平均OLR。

如 图7(b) 所示，大气对流–海温的敏感性在25.5℃~28.5℃的海温区间内随海温的升高而增强，但在28.5~29.5℃区间内随海温的升高而减弱。由于大气对流–海温的非均一、非线性敏感性，ENSO的海温异常引发的大气对流变化可近似表达如下：

$OL{R^{\prime }}^T={\displaystyle {\int }_T^{T\pm \Delta T}\frac{\partial OLR}{\partial T}dT}$, (6)

由于赤道中东太平洋背景海温低于28.5℃，这意味着在一定的背景海温下海温升高(即El Niño)导致的大气对流增强效果强于等量的海温降低(即La Niña)导致的大气对流减弱效果，即：

${\displaystyle {\int }_T^{T\pm \Delta T}\frac{\partial OLR}{\partial T}dT}>{\displaystyle {\int }_T^{T-\Delta T}\frac{\partial OLR}{\partial T}dT}$，当25.5℃ ≤ T ≤ 28.5℃。 (7)

因而，El Niño发展期赤道东太平洋海温的升高能激发更强的赤道中太平洋大气对流和西风异常，进

而导致更强的温跃层深度和海流异常，这导致更快的发展速率( $\frac{\partial T^{\prime }}{\partial t}$)和更强的最终振幅。