在整個海洋中由內壓場與外壓場導致的地轉流卻具有其特定的分布形式。由內壓場導致之地轉流，一般隨深度的增加流速逐步減小，直到等壓麵與等勢麵平行的深度上流速為零；其流向也不盡相同，有時稱其為密度流。由外壓場導致的地轉流，自表層至海底(除海底摩擦層外)，流速流向相同，有時稱其為傾斜流。然而在實際海洋中，地轉流往往是在總壓場作用下引起的。
地轉流場與密度場、質量場之間的關係
海洋中的密度變化是連續的，因此，由於海水密度分布不均勻產生斜壓場引起的地轉流場的變化也應當是連續的。但為了簡便起見，僅取兩層密度不同的海水加以討論。設上下層海水密度分別為ρ1與ρ2，且ρ2＞ρ1。在海水靜止時，其界麵應是水平的。然而當上下層海水分別以流速v1與v2流動時，則界麵一般不會再是水平的，而會發生傾斜，設其相對x軸的傾角為γ。另外設等壓麵也隻在x軸方向傾斜，上下兩層海水等壓麵的傾角分別為β1與β2。海水隻在y軸方向流動，如圖5—5所示。
通過兩層海水界麵時海水的壓力變化是連續的，界麵上任意兩點之間的壓力差為dp，即有
dp1=dp2
此式可應用於密度連續變化的海洋中。
式(5—28)和(5—29)兩式給出了密度界麵(在密度連續變化的海洋中為等密度麵)的傾角與流場、壓力場之間的相互關係。可見隻有在ρ2v2=ρ1v1，即上下兩層海水的動量相等時，界麵才是水平的，這在海洋中，特別是大洋上層一般難以滿足，因為等密度麵通常是傾斜的。不過在赤道例外，因為那裏f＝0，所以tgγ=0。
等密度麵的傾角比等壓麵的傾角大得多，一般為等壓麵傾角的102～103倍。這就為利用密度場描述地轉流提供了方便條件。
實際海洋中的地轉流流速，一般是上層大於下層，不難從式(5—29)中看出，設v2=0，
因為ρ2＞ρ1，故上式永遠為負值，即tgβ1與tgγ符號相反，說明等壓麵與等密麵相對x軸傾斜方向相反。反之，當上層流速小於下層流速時，則等壓麵與等密麵的傾斜方向相同。但這在海洋中比較少見。
上述關係可用下述法則綜合：當上層流速大於下層流速時，我們順流而立，則在北半球密度小的海水在右側，密度大的海水在左側，等壓麵自左向右上傾斜。在南半球則相反。
海水密度，特別在大洋上層，其水平分布主要由溫鹽決定，因此等密麵的傾斜方向通常與等溫麵和等鹽麵的傾斜方向相同，從而與等壓麵的傾斜方向相反。實際工作中常常可以根據等溫麵(線)或等鹽麵(線)的傾斜方向定性地推知地轉流的方向。
地轉流的動力計算方法
由地轉流公式可知，隻要知道等壓麵相對等勢麵的傾角，就可計算地轉流速。但是等壓麵的傾角量級大小，至今難以直接測量。因此隻有借助於海洋調查中的溫度、鹽度和深度(壓力)資料，根據海水狀態方程，首先計算海水的密度或比容，進而計算等壓麵之間的位勢差，再進行地轉流的計算。
一、計算公式(海蘭—漢森公式)
設在垂直於地轉流向的鉛直斷麵上取相距L的兩個測站A0與B0，如圖5－6所示。Φ0、Φ1、Φ2與p0，p1，p2分別為等勢麵與等壓麵，β0、β1、β2為等壓麵的傾角，v0、v1、v2分別為等壓麵p0、p1、p2上的流速，則
其中B1B2與A1A2分別為p1與p2等壓麵之間在B0與A0站的鉛直幾何距離，根據關係式
它們可以用位勢差表示，則有
ΔΦB、ΔΦA分別為pl與p2等壓麵之間在B0與A0站的位勢差。其計算方法由式(5—11)給出。
必須指出，由式(5－30)計算的流速是p1等壓麵相對p2等壓麵的流速，並非相對靜止海底的絕對流速。同理可計算自海麵至海底任何兩等壓麵之間相對流速。
二、流速參考零麵的選取
為求得各層相對海底的絕對流速，必須在海洋中選取一個流速為零的參考麵。在大洋中這個麵是可以找到的，具體方法讀者可參考有關專門文獻，本書不作進一步介紹。至於淺海中零麵的選取，可近似地視海底為零麵，然後對不同深度的海底進行訂正即可。
由於動力計算方法是計算不同傾斜角度的兩等壓麵之間的相對流速，所以它隻適應於內壓場引起的地轉流的計算，對外壓場導致的傾斜流，不能用此法進行計算。因為外壓場中自表至底各等壓麵都是平行的，其傾角相同，因此各等壓麵之間的相對流速都為零。
實際工作中，由於我們事先無法了解地轉流向，在布設調查斷麵時難以與其垂直。因此，通常在調查海區中布設多個測站，然後根據調查資料計算每個測站相應等壓麵的位勢差，據此繪製位勢高度等值線(圖5—7)。高值中心，表示等壓麵上凸，低值中心表示等壓麵下凹。根據壓力場與流場的關係，不難理解這些等位勢高度線就是地轉流向線。在北半球，繞高值中心的流動方向為順時針，繞低值中心的流動方向為反時針。在南半球相反。而且等位勢高度線密集處流速大，稀疏處流速小。
風海流
埃克曼無限深海漂流理論
南森(F.Nansen)於1902年觀測到北冰洋中浮冰隨海水運動的方向與風吹方向不一致，他認為這是由於地轉效應引起的。後來由埃克曼從理論上進行了論證，提出了漂流理論，奠定了風生海流的理論基礎。
一、基本假定
在北半球穩定風場長時間作用在無限廣闊、無限深海的海麵上，海水密度均勻，海麵(等壓麵)是水平的；不考慮科氏力隨緯度的變化；隻考慮由鉛直湍流導致的水平湍切應力，且假定鉛直湍流粘滯係數Kz為常量。
在上述假定條件下，排除了引起地轉流的水平壓強梯度力，排除了海洋陸地邊界的影響，這種流動僅是由風應力通過海麵，借助於水平湍切應力向深層傳遞動量而引起的海水的運動，在運動過程中同時受到科氏力的作用，由於海麵無限寬廣，風場穩定且長時間作用，因此，當湍切應力與科氏力取得平衡時，海流將趨於穩定狀態。二、運動方程、邊界條件及解的形式按照上述的假定，運動方程形式簡化為
設風隻沿y軸方向吹，則海麵邊界條件，即風應力為
在無限深處u=v=0，(5-33)
聯合式(5-32)、(5-33)，式(5-31)的解為
式中
三、對方程解的討論
式(5-34)給出了當風沿y方向吹所引起的海流在x與y方向的速度分量，它們都是深度z的函數。顯然它們合成後是矢量。
式中V0exp(az)表示流速量值，輻角(45°＋az)為流矢量與x軸的夾角，代表流向。流速隨深度的增大而指數減小，流向也發生變化。
在海麵(z＝0)，流速為V0，由式(5-35)可見它與海麵上風應力成正比，同時也與湍流滯係量和地理緯度有關。合成流向與x軸的夾角為45°，或者說右偏於風矢量方向45°。
當深度增大時(z＜0)，流速迅速減小，流向相對風矢量逐漸右偏(在
(-π)＝0.043V0，隻有表麵流速的4.3％；流向(45°＋az)＝45°-π=-135°，恰與表麵流向相反。可見到達這個深度上流動已可忽略不計了。
沒有因數π。
流速與流向隨深度變化如圖5—8所示。聯結各層流矢量端點上的線，稱為埃克曼螺旋線。
在流速公式中含有湍流粘滯係數Kz，Kz量值如何確定，目前尚無統一方法。埃克曼根據大量觀測資料確定了表麵流速V0與風速W之間的經驗關係為
V0與D的值，進而求得粘滯係數Kz的量值。可見它本身也是風速的函數。值得指出的是，有人常把海水湍流混合深度視為摩擦深度，這是不恰當的，一般情況下，前者要比後者大(S.Pondet.al.，1979)。
對南半球而言，流向則左偏於風矢量。
淺海風海流的基本特征
實際海洋的深度是有限的，特別在淺海中海底的摩擦作用必須考慮。這就導致了它與無限深海漂流結構的差異。圖5—9給出了不同水深情況下風海流矢量在平麵上的投影。
可以看出，水深越淺，從上層到下層的流速矢量越是趨近風矢量的方向。表5—1表示流矢量與風矢量夾角α與水深h同摩擦深度D之比值的關係。當h/D＞0.5時，則與無限深海的情況相似。理論計算表明當h/D＞2時，則可作為無限深海的情況處理。
表5-1偏向角α與h/D的關係
5.4.3風海流的體積運輸
雖然由風引起海水流動的速度大小和方向各層都不相同，但自表麵至流動消失處的海水總運輸量可由下列積分計算。
在x與y方向上，垂直通過單位寬度，自表麵至流動消失處的體積運輸總量分別為
式(5-36)說明，無限深海漂流的體積運輸隻在x方向上存在，也就是說，在北半球海水的體積運輸方向與風矢量垂直，且指向右方。在南半球則相反。
淺海風海流的體積運輸，在x與y方向上都存在，其運輸方向偏離風矢量的角度小於90°，且水深越淺，偏角越小。
上升流與下降流
上升流是指海水從深層向上湧升，下降流是指海水自上層下沉的鉛直向流動。
實際的海洋是有界的，且風場也並非均勻與穩定。因此，風海流的體積運輸必然導致海水在某些海域或岸邊發生輻散或輻聚。由於連續性，又必然引起海水在這些區域產生上升或下沉運動，繼而改變了海洋的密度場和壓力場的結構，從而派生出其它的流動。有人把上述現象稱為風海流的副效應。
由無限深海風海流的體積運輸可知，與岸平行的風能導致岸邊海水最大的輻聚或輻散，從而引起表層海水的下沉或下層海水的湧升。而與岸垂直的風則不能。當然對淺海而言，與岸線成一定角度的風，其與岸線平行的分量也可引起類似的運動。例如，秘魯和美國加利福尼亞沿岸分別為強勁的東南信風與東北信風，沿海岸向赤道方向吹，由於漂流的體積運輸使海水離岸而去，因此下層海水湧升到海洋上層，形成了世界上有名的上升流區。又如非洲西北沿岸及索馬裏沿岸(西南季風期間)，由於同樣原因，都存在著上升流。上升流一般來自海麵下200～300m的深度，上升速度十分緩慢，通常為10-5量級(m/s)，自60年代開始，直接采用鉛直海流計測量的結果，所得流速要大些。盡管上升流速很小，但由於它的常年存在，將營養鹽不斷地帶到海洋表層，有利於生物繁殖。所以上升流區往往是有名的漁場，例如秘魯近岸就是世界有名的漁場之一。
在赤道附近海域，由於信風跨越赤道，所以在赤道兩側所引起的海水體積運輸方向相反而離開赤道，從而引起了赤道表層海水的輻散，形成上升流。
大洋中由於風場的不均勻也可產生升降流。表層海水的輻散與輻聚與風應力的水平渦度有關，其關係為
當散度為正值時，海水輻散，產生上升流；當散度為負值時，海水輻聚，產生下降流。
大洋上空的氣旋與反氣旋也能引起海水的上升與下沉。例如台風(熱帶氣旋)經過的海域表層觀測到“冷尾跡”，即由於下層低溫水上升到海麵而導致的降溫。
在不均勻風場中，漂流體積運輸不均所產生的表層海水輻散與輻聚，以及氣旋風場中上升流的產生如圖5—10所示。
近岸流的基本特征
在比較陡峭的近岸，如果水深大於摩擦深度的兩倍，當風沿岸邊吹時(或有沿岸分量)，則近岸海流自表至底可能存在三層流動結構：表層流、中層流和底層流(圖5-11).
表層流包括由風直接引起的純漂流(它的厚度在摩擦深度範圍內)和由於漂流導致的海水體積運輸所造成的海麵傾斜，由這一外壓場派生出一支自表至底與岸邊平行的傾斜流，兩者合成形成表層流。由前討論已知，傾斜流的流速流向，除在底層由於受到海底摩擦作用而不隨深度變化，因此中層流是單純的傾斜流。在底摩擦層內的流動稱為底層流，它是由於傾斜流受到海底摩擦而形成的。底層流所受到的水平壓強梯度力相同，但所受的海底摩擦力卻隨離海底的高度的增大而逐漸變小，它與海麵風應力引起漂流時效應相仿，與近地麵風受地麵摩擦而形成的結構相同，即越近海底其方向越靠近形成傾斜流的壓強梯度力的方向，流速越小，在海底為零。在底摩擦層上界則與傾斜流(中層流)相一致。
世界大洋環流和水團分布
正如本章開頭所述，整個世界大洋都存在海流，並且其時空變化是連續的，通過它們把世界大洋有機地聯係在一起。那麼世界大洋環流是怎樣產生？其基本特征又是怎樣？以下將簡要加以介紹。
風生大洋環流
繼埃克曼漂流理論之後，許多學者根據大洋上的實際風場特征，同時考慮到科氏力隨緯度的變化這一事實以及大洋岸邊的摩擦作用，模擬不同大洋形狀，進行了各種實驗，對整個世界大洋環流進行了研究。
早在1948年，斯托梅爾(H.Stommel)就根據海麵上風應力並考慮到鉛直湍切應力及科氏力等的平衡關係進行了研究。得出了如圖5—12所示的均質大洋環流結構：圖中(a)是科氏力為零或為常數的環流結構，而圖中(b)是科氏力隨緯度增高而增大時的環流結構。試驗中，他假定大洋為等深的矩形，位於赤道一側，風應力隨緯度而變化，分別計算了三種不同平衡條件下的流場：(1)當科氏力為零時，即隻考慮風應力與湍切應力平衡時的海流情形；(2)當科氏力為常數時的情況與(1)相似，即流線都是對稱的，如圖5—12中(a)；(3)考慮科氏力隨緯度變化時，所得的流線型與大洋流場一個主要特征十分相似，如圖5—12(b)，即在大洋西岸流線密集、流速大；而大洋東岸，流線稀疏、流速小。這種現象被稱為洋流西向強化。
原因。北太平洋的黑潮，北大西洋的灣流以及印度洋的莫三比克海流均體現了這種西向強化的明顯特征，即流幅窄、流速加快。
後來蒙克(W.H.Munk)等人又考慮了均質大洋邊界側向摩擦力的作用，視北太平洋為三角形大洋，獲得了圖5—13流線分布。它與北太平洋實測海流矢量流線圖頗為相似，也指出了大洋環流的緯向分布與海麵上平均風場的緯向分布相應。
熱鹽環流
由風驅動形成的風生環流，主要表現在大洋的上層。由溫、鹽變化引起的環流常被稱為熱鹽環流。相對而言，它在大洋中下層占主導地位。熱鹽環流相對風生環流而言其流動是緩慢的，但它是形成大洋的中下層溫、鹽分布特征及海洋層化結構的主要原因。可以說它具有全球大洋的空間尺度。
描述熱鹽環流的一種較為簡單的模型是，把南北洋盆視為一套疊置在一起的“鍋”，每個“鍋”與等密度麵(嚴格說是等位密麵)一一對應。極地的高密冷水沿等密麵下沉最深，中緯度的海水隻能下沉到中等深度(圖5—14)。當然實際海洋中的情況要複雜得多。
根據等密麵上的溫鹽結構分析，可以確定由熱鹽作用引起的海水運動情況。由於大洋深處海水的溫鹽等特性取決於其源地的特性及其在運動過程中與周圍海水混合的情況，因此可以追蹤其源地的主要特性的分布與趨向，借以推斷環流的運動與分布情況。這種方法稱為核心層分析法。
典型的例子是分析橫貫大西洋的地中海溢流的分布情況。由於地中海水的高鹽(接近38.0)，盡管溫度較高(接近13.0℃)，但仍具有較高的密度。溫暖而高鹽的地中海水跨過直布羅陀海檻溢入大西洋之後開始下沉，在下沉過程中與東北大西洋相對低溫低鹽而密度仍然較小的海水發生混合，大致在1100m的深度上混合水所受的重力和浮力平衡。此後，該高鹽“核心”繼續在北大西洋擴展散布。
根據海水性質的分析，世界大洋深處的海水主要是由表層海水下沉而形成的，其主要源地是北大西洋的格陵蘭海、挪威海和南極大陸邊緣的威德爾海等。以往人們認為由熱鹽作用所形成的大洋深處環流的速度是很小的(每天幾毫米)，但近年來觀測表明，並非所有深層環流速度都很緩慢。
G.烏斯特(Wüst)於1935年根據大西洋深處溶解氧含量的分布與地轉流的計算指出，沿大洋西邊較狹窄的地帶內，在南半球存在著一支沿洋底向北運動速度較快的流動，在北半球則有沿西邊在底層水之上向南的運動，後來中性浮子的觀測證實了這一結論。
斯托梅爾提出了大洋熱鹽環流的一種模式，他認為由於海水體積的守恒性，高緯下沉的海水必然引起大洋內存在海水的上升運動。除了以後要提及的南極海麵輻散帶以外，他根據大洋主溫躍層實際上是穩定的這一事實，提出了海水下沉是局部的，但上升運動遍及整個中低緯度海區。理由是低緯海區每年有淨的熱量收入，如果沒有下麵的冷水上升的補償，則主溫躍層會增深。
K.威爾特奇(1961)從數值上討論了一種經向熱鹽環流，考慮海洋上層與表層的向極流，高緯海區高密水下沉，在深層向赤道方向散布，以及海水通過主溫躍層上升，通過海洋上層熱平衡的研究，推斷上升的速度為(1～5)×10-7m/s。
假設水的輸送率平均為45×106m3/s，則海洋熱鹽環流的總周期約為1000年左右，北大西洋約為500年，而北太平洋為2000年以上。
世界大洋環流和水團分布
一、世界大洋上層主要水平環流
世界大洋上層環流的總特征可以用風生環流理論加以解釋。太平洋與大西洋的環流型有相似之處：在南北半球都存在一個與副熱帶高壓對應的巨大反氣旋式大環流(北半球為順時針方向，南半球為逆時針方向)；在它們之間為赤道逆流；兩大洋北半球的西邊界流(在大西洋稱為灣流，在太平洋稱為黑潮)都非常強大，而南半球的西邊界流(巴西海流與東澳海流)則較弱；北太平洋與北大西洋沿洋盆西側都有來自北方的寒流；在主渦旋北部有一小型氣旋式環流。
各大洋環流型的差別是由它們的幾何形狀不同造成的。印度洋南部的環流型，在總的特征上與南太平洋和南大西洋的環流型相似，而北部則為季風型環流，冬夏兩半年環流方向相反。在南半球的高緯海區，與西風帶相對應為一支強大的自西向東繞極流。另外在靠近南極大陸沿岸尚存在一支自東向西的繞極風生流(圖5—15)。
(一)赤道流係
與兩半球信風帶對應的分別為西向的南赤道流與北赤道流，亦稱信風流。這是兩支比較穩定的由信風引起的風生漂流，它們都是南北半球巨大氣旋式環流的一個組成部分。在南北信風流之間與赤道無風帶相對應是一支向東運動的赤道逆流，流幅約300～500km。由於赤道無風帶的平均位置在3°～10°N之間，因此南北赤道流也與赤道不對稱。夏季(8月)，北赤道流約在10°N與20°～25°N之間，南赤道流約在3°N與20°S之間。冬季則稍偏南。
赤道流自東向西逐漸加強。在洋盆邊緣不論赤道逆流或信風流都變得更為複雜。赤道流係主要局限在表麵以下到100～300m的上層，平均流速為0.25～0.75m/s。在其下部有強大的溫躍層存在，躍層以上是充分混合的溫暖高鹽的表層水，溶解氧含量高，而營養鹽含量卻很低，浮遊生物不易繁殖，從而具有海水透明度大，水色高的特點。總之赤道流是一支高溫、高鹽、高水色及透明度大為特征的流係。
印度洋的赤道流係主要受季風控製。在赤道區域的風向以經線方向為主，並隨季節而變化。11月至翌年3月盛行東北季風，5～9月盛行西南季風。5°S以南，終年有一股南赤道流，赤道逆流終年存在於赤道以南。北赤道流從11月到翌年3月盛行東北季風時向西流動，其他時間受西南季風影響而向東流動，可與赤道逆流彙合在一起而難以分辨。
赤道逆流區有充沛的降水，因此相對赤道流區而言具有高溫、低鹽的特征。它與北赤道流之間存在著海水的輻散上升運動，把低溫而高營養鹽的海水向上輸送，致使水質肥沃，有利於浮遊生物生長，因而水色和透明度也相對降低。
太平洋在南赤道流區(赤道下方的溫躍層內，有一支與赤道流方向相反自西向東的流動，稱為赤道潛流或克倫威爾流)。它一般成帶狀分布，厚約200m，寬約300km，最大流速高達1.5m/s。流軸常與溫躍層一致，在大洋東部位於50m或更淺的深度內，在大洋西部約在200m或更大的深度上。赤道潛流的產生顯然不是由風直接引起的，關於其形成、維持機製有許多觀點，其中，有的認為它是由於南赤道流使表層海水在大洋西岸堆積，使海麵自西向東下傾，從而產生向東的壓強梯度力所致。由於赤道兩側科氏力的方向相反，故使向東流動的潛流集中在赤道兩側。這種潛流在大西洋、印度洋都已相繼發現。