Конвекция открытого океана

Конвекция открытого океана — это процесс, в котором мезомасштабная циркуляция океана и сильные ветры перемешивают слои воды на разных глубинах. Более пресная вода, лежащая над более соленой, или более теплая над более холодной, приводит к расслоению воды, или ее расслоению на слои. Сильные ветры вызывают испарение, поэтому поверхность океана охлаждается, ослабляя стратификацию. В результате поверхностные воды переворачиваются и опускаются, а «более теплые» воды поднимаются на поверхность, запуская процесс конвекции. Этот процесс играет решающую роль в формировании как придонных , так и промежуточных вод, а также в крупномасштабной термохалинной циркуляции , которая во многом определяет глобальный климат. ^{[ 1 ]} Это также важное явление, которое контролирует интенсивность Атлантической меридиональной опрокидывающей циркуляции (AMOC). ^{[ 2 ]}

Конвекция существует при определенных условиях, которым способствуют сильные атмосферные воздействия из-за тепловых или халинных поверхностных потоков . Это можно наблюдать в океанах, прилегающих к границам, с сухими и холодными ветрами над головой или льдом, вызывающими большие потоки скрытого тепла и влаги. Конвекция океана зависит от слабости стратификации под поверхностным перемешанным слоем . Эти стратифицированные слои воды должны подниматься вблизи поверхности, что приводит к их прямому воздействию интенсивного поверхностного воздействия. ^{[ 1 ]}^{[ 3 ]}

Основные места конвекции

Глубокая конвекция наблюдается в приполярной части Северной Атлантики ( Гренландское и Лабрадорское моря ), в море Уэдделла в южном полушарии, а также в северо-западной части Средиземного моря . В приполярных регионах верхний смешанный слой начинает углубляться с поздней осени до начала весны, когда конвекция достигает наибольшего уровня, прежде чем явление ослабевает. ^{[ 2 ]}

Слабая стратификация плотности Лабрадорского моря наблюдается каждую зиму на глубинах от 1000 до 2000 м, что делает его одним из самых экстремальных мест конвекции океана в мире. На глубокую конвекцию в Лабрадорском море существенное влияние оказывает Североатлантическое колебание (САК). Зимой, когда САК находится в положительной фазе над этим регионом, циклоническая активность выше над Северной Атлантикой с усиленной циркуляцией холодного и сухого воздуха. Во время этой положительной фазы САК потери тепла океаном из Лабрадорского моря выше, что способствует более глубокой конвекции. ^{[ 3 ]} По данным Холдсворта и др. (2015), во время отрицательной фазы САК, связанной с отсутствием высокочастотного воздействия, средняя максимальная глубина перемешанного слоя уменьшается более чем на 20%. ^{[ 4 ]}

Гренландское море отличается от Лабрадорского моря важной ролью льда в предварительном кондиционировании в период с ноября по февраль. В начале зимы лед распространяется на восток через центральную часть Гренландского моря, и отход рассола под лед увеличивает плотность поверхностного слоя. В марте, когда предобусловливание зашло достаточно далеко и метеорологические условия благоприятны, развивается глубокая конвекция. ^{[ 5 ]}

В северо-западной части Средиземного моря глубокая конвекция возникает зимой, когда вода подвергается необходимой предварительной подготовке воздушно-морскими потоками, вызывающими потери плавучести на поверхности. Зимой Львиный залив регулярно подвергается атмосферному воздействию сильных холодных ветров Трамонтана и Мистраль , вызывающих сильное испарение и интенсивное охлаждение поверхностных вод. Это приводит к потерям плавучести и вертикальному глубокому перемешиванию. ^{[ 6 ]}

Конвекция в море Уэдделла преимущественно связана с полыньей . По данным Акитомо и др. (1995), Арнольд Л. Гордон был первым, кто обнаружил остатки глубокой конвекции возле поднятия Мод в 1977 году. Эта глубокая конвекция, вероятно, сопровождалась большой полыньей, которая появлялась в центральной части моря Уэдделла каждую зиму в течение 1974-76 годов. . ^{[ 7 ]} Кроме того, по мнению Ван Вестена и Дейкстры (2020), образование полыньи Мод Райз, наблюдавшееся в 2016 году, связано с подповерхностной конвекцией. В частности, регион Мод-Райз подвергается предварительному кондиционированию из-за накопления подземного тепла и соли, что приводит к конвекции и способствует образованию полыньи. ^{[ 8 ]}

Фазы конвекции

В океанской конвекции выделяют три фазы: предварительное кондиционирование, глубокая конвекция и латеральный обмен и распространение. Под предварительным кондиционированием понимается период, в течение которого циркуляция в масштабе циклонического круговорота и сила плавучести объединяются, чтобы предрасположить конвективный участок к локальному опрокидыванию. Участок считается предобусловленным, когда там существует вытянутая по латерали глубокая область относительно слабой вертикальной стратификации плотности, перекрытая локально неглубоким термоклином . События похолодания приводят ко второй фазе — глубокой конвекции, при которой часть столба жидкости может опрокинуться в виде многочисленных шлейфов, распределяющих плотную поверхностную воду по вертикальной оси. Эти шлейфы образуют однородный глубокий дымоход. На этом этапе дымоход становится глубже за счет опрокидывания шлейфа и геострофически приспосабливается . Кроме того, в какой-то момент времени потеря плавучести морской поверхности полностью компенсируется за счет боковой передачи плавучести бароклинными вихрями , которые генерируются на периферии конвективного режима, и, таким образом, может быть достигнуто квазистационарное состояние. Как только поверхностное воздействие уменьшается, вертикальная теплопередача из-за конвекции уменьшается, что приводит к горизонтальной передаче, связанной с завихрением в геострофическом масштабе. Баланс между воздействием на морскую поверхность и потоком плавучести боковых вихрей становится нестабильным. Из-за под действием силы тяжести и вращения планет смешанная жидкость рассеивается и растекается, что приводит к загниванию дымохода. Остаточные куски «сломанного» дымохода называются конусами. Латеральный обмен и распространение также известны как фаза рестратификации. Если условия на поверхности снова ухудшатся, глубокая конвекция может возобновиться, в то время как оставшиеся конусы могут сформировать предпочтительные центры для дальнейшей глубокой конвективной активности. ^{[ 3 ]}^{[ 9 ]}^{[ 10 ]}

Явления, связанные с конвекцией

Глубокая конвекция различается в мелкомасштабных и мезомасштабных процессах. Шлейфы представляют собой процесс наименьшего масштаба, тогда как дымоходы (пятна) и вихри представляют собой мезомасштабный процесс. ^{[ 11 ]}

шлейфы

Шлейфы — это первоначальные вертикальные движения, вызванные конвекцией, которые образуются во время второй фазы конвекции. Они имеют горизонтальный масштаб от 100 м до 1 км, а вертикальный масштаб составляет около 1–2 км с вертикальными скоростями до 10 см/с, которые измеряются акустическими допплеровскими профилометрами тока (ADCP). Сообщается, что временные масштабы, связанные с конвективными шлейфами, составляют от нескольких часов до нескольких дней. ^{[ 3 ]}^{[ 11 ]}^{[ 12 ]}

В своей динамической части шлейфы действуют как «проводники» или «смесители». Если они действуют как «проводники», они транспортируют охлажденную и плотную поверхностную воду вниз. Это основной механизм транспорта воды на меньшие глубины и ее возобновления. Однако шлейфы могут действовать как «смесители», а не как нисходящие носители потока. В этом случае конвекция охлаждает и перемешивает участок воды, создавая плотный однородный цилиндр, похожий на дымоход, который в конечном итоге разрушается и подстраивается под действие вращения планеты и силы тяжести. ^{[ 13 ]}

Сила Кориолиса и термобаричность играют важную роль в глубоких конвективных шлейфах. Термобаричность – это эффект, при котором в условиях замерзания образуется опускающаяся холодная соленая вода, что приводит к ускорению вниз. Кроме того, во многих экспериментах по численному моделированию и резервуарному моделированию исследуется роль вращения в процессах конвекции и морфологии шлейфов. По данным Палушкевича и др. (1994), планетарное вращение не влияет на отдельные шлейфы вертикально, но влияет на горизонтально. Под действием вращения диаметр шлейфов становится меньше по сравнению с диаметром шлейфов в отсутствие вращения. Напротив, в дымоходах и связанных с ними водоворотах преобладает эффект вращения, вызванный тепловым ветром . ^{[ 11 ]}

Конвекционный участок (или «Дымоход»)

Конвективное опрокидывание толщи воды происходит за счет вклада большого количества интенсивных плюмов, которые сильно перемешивают толщу. Шлейфы могут перерабатывать большие объемы жидкости, образуя так называемый «дымоход» гомогенизированной жидкости. ^{[ 14 ]} Эти вертикально изолированные столбы гомогенизированной воды имеют диаметр от 10 до 50 км и глубину 1–2 км. Уплотняющиеся и опускающиеся поверхностные воды вызывают начальную стадию углубления, тогда как на финальную стадию углубления и фазу перестратификации влияет передача плавучести через боковую поверхность трубы бароклинными вихрями . ^{[ 2 ]}

Сезонность

Дымоходы глубокой конвекции остаются открытыми в течение одного-трех месяцев, зимой в квазистабильном состоянии, тогда как они могут обрушиться в течение нескольких недель. Трубы разрушаются ранней весной, когда поток плавучести морской поверхности ослабевает и меняется на противоположный, а стратификация слоев воды под перемешанным слоем начинает стабилизироваться. ^{[ 2 ]}

Формирование

Образование конвекционных труб обусловлено двумя процессами: сильными тепловыми потоками с морской поверхности и циклонической циркуляцией. Дымоход образуется, когда относительно сильный поток плавучести с поверхности океана существует в течение как минимум 1–3 дней. Время, глубина и диаметр дымовой трубы явно зависят от потока плавучести и стратификации окружающего океана. ^{[ 2 ]} По мере охлаждения поверхностная вода становится более плотной и переворачивается, образуя конвективно-модифицированный слой глубины. $h$ . В центре дымохода смешанный слой углубляется, и глубина как функция времени рассчитывается, как описано ниже.

На начальном этапе интенсивного углубления дымовой трубы, когда эффекты бароклинной неустойчивости считаются несущественными, глубину можно найти как функцию времени с помощью силы плавучести. Плавучесть определяется как: $b=-g{\frac {\sigma }{\rho _{o}}}$ Где $g$ ускорение свободного падения, $\sigma$ потенциальная плотность и $\rho _{o}$ постоянное эталонное значение плотности. Уравнение плавучести смешанного слоя: ${Db \over Dt}=F_{B}$ Где $b$ это плавучесть и $F_{B}$ сила плавучести. Сила плавучести равна ${\frac {\partial {B}}{\partial {z}}}$ где $B$ это потеря плавучести. В качестве упрощения можно предположить, что потеря плавучести постоянна во времени ( $B_{o}$ ) используется. Пренебрегая горизонтальной адвекцией и интегрируя приведенное выше уравнение по перемешанному слою, получаем: ${\partial {b} \over \partial z}{\partial {h} \over \partial t}={\frac {B_{o}}{h}}$ Для однородно стратифицированной жидкости мощность частоты плавучести равна: $N^{2}={\frac {\partial {b}}{\partial {z}}}$ Таким образом, классический результат для непроникающего углубления верхнего перемешанного слоя: ^{[ 14 ]} $h={\frac {\sqrt {2B_{o}t}}{N}}$

Уравнение эволюции дымохода

С течением времени и эффектами бароклинной неустойчивости становятся все более важными, временная эволюция дымохода не может быть описана только силой плавучести. Максимальная глубина, которую достигает конвекционный дымоход, должна быть найдена с использованием уравнения эволюции дымохода. Следуя Ковалевскому и др. (2020) и Висбек и др. (1996), рассмотрим дымоход радиуса $r_{o}$ и зависящая от времени высота $h(t)$ . Движущей силой углубления дымохода является потеря плавучести поверхности. $B_{o}$ что вызывает конвективное опрокидывание, приводящее к образованию однородно смешанной жидкости внутри дымохода. Если предположить, что плотность у основания дымохода непрерывна, то аномалия плавучести $b'$ частицы, которая перемещается на расстояние Δz внутри дымохода, составляет: $b'=N^{2}(z-h(t)),\;\;\;\;\;\;\;\;\;0<z<h(t)$ По данным Ковалевского и др. (2020) уравнение бюджета плавучести: ^{[ 2 ]} ${d \over dt}\int _{V(t)}^{}b'dV=\int _{S_{top}}^{}B_{o}dS-\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS$ Левая часть представляет собой временную эволюцию общей аномалии плавучести, накопленной в зависящем от времени объеме дымовой трубы. $V(t)$ . Первый и второй члены в правой части соответствуют полной потере плавучести морской поверхности над дымовой трубой и передаче плавучести между внутренней частью дымовой трубы и бароклинными вихрями соответственно. ^{[ 2 ]} Первоначально общая плавучесть зависит только от полной потери плавучести на морской поверхности над дымовой трубой. С течением времени потеря плавучести на морской поверхности над дымоходом становится частично эквивалентной боковому обмену плавучестью между дымоходом и бароклинными вихрями через боковые стенки дымохода. ^{[ 2 ]}

Висбек и др. (1996), используя предложение Грина (1970) и Стоуна (1972), параметризовали вихревой поток ${\overline {u'b'}}$ как: ${\overline {u'b'}}=\alpha '{\frac {\overline {(b')^{2}}}{N}}$ Где $\alpha '$ – константа пропорциональности, определяемая путем наблюдений и лабораторного моделирования. Переменная $u'$ представляет собой пульсации горизонтальной компоненты скорости течения, перпендикулярной боковым стенкам дымохода, в то время как, следуя Visbeck et al. (1996), ${\overline {(b')^{2}}}$ равно: ^{[ 2 ]} ${\overline {(b')^{2}}}=N^{4}h^{2}$

Разлагаться

Если потеря плавучести сохраняется в течение достаточного времени, то охлаждение морской поверхности ослабевает и начинается фаза рестратификации. В окрестностях конвективного режима расслоение принимает окружающее значение, а в центре трубы расслоение размывается. В результате по периферии дымохода изопикнальные поверхности отклоняются от уровня покоя, наклоняясь к поверхности океана. В связи с наклоном изопикнальных поверхностей возникает тепловой ветер, генерирующий кольцевое течение вокруг границы режима конвекции. Этот ток должен находиться в балансе теплового ветра с градиентом плотности между внутренней и внешней частью дымохода. Ширина области ОЧТ и ее бароклинной зоны первоначально будет порядка радиуса деформации Россби . ^{[ 12 ]}^{[ 14 ]}

Существование краевого тока играет важную роль в обрушении дымохода. В центре дымохода слой смеси будет углубляться по мере ${\sqrt {t}}$ , пока растущая бароклинная нестабильность не начнет выносить конвектируемую жидкость наружу, в то время как вода снаружи течет в дымоход. В этот момент окружное течение вокруг области охлаждения становится бароклинически неустойчивым и плавучесть передается вбок за счет вихрей неустойчивости. Если вихри достаточно интенсивные, углубление дымохода будет ограничено. В этом пределе, когда боковой поток плавучести полностью уравновешивает потерю плавучести морской поверхности, может быть установлено квазистационарное состояние: ^{[ 2 ]}^{[ 14 ]} $\int _{S_{top}}^{}B_{o}dS=\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS$ Решив приведенное выше уравнение, можно найти окончательную глубину конвективного дымохода: $h_{final}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{N}},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\gamma =\left({\frac {1}{2\alpha '}}\right)^{1/3}$ Следовательно, конечная глубина перемешивания зависит от силы охлаждения, радиуса охлаждения и расслоения. Следовательно, конечная глубина перемешивания не зависит напрямую от скорости вращения. Однако бароклинная неустойчивость является следствием термического ветра, который критически зависит от вращения. ^{[ 14 ]} Масштаб длины бароклинных вихрей, который, как предполагается, определяется радиусом деформации Россби, имеет следующий масштаб: ^{[ 14 ]}

$L_{eddy,final}={\frac {Nh_{final}}{f}}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{f}}$ Что действительно зависит от скорости вращения f , но не зависит от стратификации окружающей среды.

Наименьшее время, необходимое дымовой трубе для достижения квазиравновесного состояния, эквивалентно времени, которое необходимо ей для достижения глубины $h_{final}$ и оно равно: ^{[ 14 ]} $t_{final}=\beta \left({\frac {r_{o}^{2}}{B_{o}}}\right)^{1/3},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\beta ={\frac {\gamma ^{2}}{2}}$ Конечный масштаб времени не зависит от скорости вращения, увеличивается с радиусом области охлаждения r и уменьшается с увеличением потока плавучести поверхности B _o. По словам Висбека и др. (1996) в ходе лабораторных экспериментов константы пропорциональности γ и β оказались равными 3,9 ± 0,9 и 12 ± 3 соответственно. ^{[ 14 ]}

Конусы

Наконец, прекращается охлаждение поверхности, а также конвективная деятельность. Таким образом, дымоход гомогенизированной холодной воды распадается на несколько небольших конусообразных структур, называемых конусами, которые распространяются наружу. Конусы движутся наружу, унося холодную воду далеко от области охлаждения. С течением времени и рассеиванием конусов величина граничного тока уменьшается. Течения, связанные с конусами, на поверхности усилены и циклоничны, а на малых глубинах они более слабы и антициклоничны. ^{[ 15 ]}

Влияние глобального потепления на конвекцию океана

Глубинная конвективная активность в Лабрадорском море снизилась и обмелела с начала XX века из-за низкочастотной изменчивости североатлантического колебания . Более теплая атмосфера нагревает поверхностные воды, поэтому они не опускаются и не смешиваются с более холодными водами внизу. В результате снижение происходит не резко, а скачкообразно. В частности, в 1920-х и 1990-х годах были зарегистрированы два серьезных падения глубокой конвективной активности. ^{[ 16 ]}

Аналогичным образом, в Гренландском море за последние 30 лет наблюдались более мелкие глубокие смешанные слои из-за снижения атмосферного воздействия в зимнее время. Таяние ледникового щита Гренландии также может способствовать еще более раннему прекращению глубокой конвекции. Опреснение поверхностных вод из-за увеличения количества талой воды с ледникового щита Гренландии имеет меньшую плотность, что затрудняет возникновение океанической конвекции. ^{[ 17 ]} Уменьшение глубокого зимнего конвективного перемешивания в Северной Атлантике приводит к ослаблению АМОК.

Ссылки

^ Перейти обратно: ^а ^б Вадхамс, П.; Холфорт, Дж.; Хансен, Э.; Уилкинсон, JP (2002). «Глубокий конвективный дымоход в зимнем Гренландском море» . Письма о геофизических исследованиях . 29 (10): 76–1–76-4. Бибкод : 2002GeoRL..29.1434W . дои : 10.1029/2001GL014306 . ISSN 1944-8007 .
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж ^г ^час ^я ^дж Ковалевский Д.В.; Башмачников И.Л.; Алексеев, ГВ (2020). «Формирование и распад глубокого конвективного дымохода» . Моделирование океана . 148 : 101583. Бибкод : 2020OcMod.14801583K . дои : 10.1016/j.ocemod.2020.101583 . ISSN 1463-5003 .
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д Лаборатория Моря, Группа (1998). «Эксперимент по глубокой конвекции в Лабрадорском море» . Бюллетень Американского метеорологического общества . 79 (10): 2033–2058. doi : 10.1175/1520-0477(1998)079<2033:TLSDCE>2.0.CO;2 . ISSN 0003-0007 . S2CID 128525901 . {{cite journal}}: |first= имеет общее имя ( справка )
^ Холдсворт, Эмбер М.; Майерс, Пол Г. (15 июня 2015 г.). «Влияние высокочастотного атмосферного воздействия на циркуляцию и глубокую конвекцию Лабрадорского моря» . Журнал климата . 28 (12): 4980–4996. Бибкод : 2015JCli...28.4980H . дои : 10.1175/JCLI-D-14-00564.1 . ISSN 0894-8755 .
^ Шотт, Ф.; Висбек, М.; Сенд, У. (1994), Маланотте-Риццоли, Паола ; Робинсон, Аллан Р. (ред.), «Глубокая конвекция в открытом океане, Средиземное и Гренландское моря» , Океанские процессы в динамике климата: глобальные и средиземноморские примеры , Серия NATO ASI, Дордрехт: Springer Нидерланды, стр. 203–225, doi : 10.1007/978-94-011-0870-6_9 , ISBN 978-94-011-0870-6 , получено 7 мая 2021 г.
^ Маргирье, Феликс; Босс, Энтони; Тестор, Пьер; Л'Эведер, Бландин; Мортье, Лоран; Смид, Дэвид (2017). «Характеристика конвективных шлейфов, связанных с океанической глубокой конвекцией в северо-западной части Средиземноморья, на основе данных высокого разрешения на месте, собранных с помощью планеров» . Журнал геофизических исследований: Океаны . 122 (12): 9814–9826. Бибкод : 2017JGRC..122.9814M . дои : 10.1002/2016JC012633 . ISSN 2169-9291 . S2CID 134732376 .
^ Акитомо, К.; Авадзи, Т.; Имасато, Н. (1995). «Глубокая конвекция в открытом океане в море Уэдделла: двумерные численные эксперименты с негидростатической моделью». Глубоководные исследования. Часть I: Статьи океанографических исследований . 42 (1): 53–73. Бибкод : 1995DSRI...42...53A . дои : 10.1016/0967-0637(94)00035-Q . ISSN 0967-0637 .
^ Ван Вестен, РМ; Дейкстра, ХА (2020). «Подповерхностное инициирование глубокой конвекции возле поднятия Мод» (PDF) . Дискуссии по науке об океане : 1–15.
^ Джонс, Хелен. «Глубокая конвекция в открытом океане» . лужа.mit.edu . Проверено 7 мая 2021 г.
^ Маршалл, Джон; Шотт, Фридрих (февраль 1999 г.). «Конвекция в открытом океане: наблюдения, теория и модели» . Обзоры геофизики . 37 (1): 1–64. Бибкод : 1999RvGeo..37....1M . дои : 10.1029/98RG02739 .
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с Палушкевич, Т.; Гарвуд, RW; Денбо, Дональд В. (1994). «Глубокие конвективные шлейфы в океане» . Океанография . 7 (2): 34–44. дои : 10.5670/oceanog.1994.01 . hdl : 10945/43394 .
^ Перейти обратно: ^а ^б Палушкевич, Т.; Ромеа, РД (1997). «Одномерная модель параметризации глубокой конвекции в океане» . Динамика атмосферы и океанов . 26 (2): 95–130. Бибкод : 1997ДяТО..26...95П . дои : 10.1016/S0377-0265(96)00482-4 . ISSN 0377-0265 .
^ Отправь, Уве; Маршалл, Джон (1995). «Интегральные эффекты глубокой конвекции» . Журнал физической океанографии . 25 (5): 855–872. Бибкод : 1995JPO....25..855S . doi : 10.1175/1520-0485(1995)025<0855:IEODC>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж ^г ^час Висбек, Мартин; Маршалл, Джон; Джонс, Хелен (1996). «Динамика изолированных конвективных областей в океане» . Журнал физической океанографии . 26 (9): 1721–1734. Бибкод : 1996JPO....26.1721V . doi : 10.1175/1520-0485(1996)026<1721:DOICRI>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .
^ Джонс, Хелен; Маршалл, Джон (1993). «Конвекция с вращением в нейтральном океане: исследование глубокой конвекции в открытом океане» . Журнал физической океанографии . 23 (6): 1009–1039. Бибкод : 1993JPO....23.1009J . doi : 10.1175/1520-0485(1993)023<1009:CWRIAN>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .
^ Бродо, Лоран; Кенигк, Торбен (01 мая 2016 г.). «Угасание глубокой конвекции северного океана в ансамбле климатических моделей XX и XXI веков» . Климатическая динамика . 46 (9): 2863–2882. Бибкод : 2016ClDy...46.2863B . дои : 10.1007/s00382-015-2736-5 . ISSN 1432-0894 . S2CID 73579392 .
^ Мур, GWK; Воге, К.; Пиккарт, РС; Ренфрю, ИА (2015). «Снижение интенсивности конвекции открытого океана в Гренландском и Исландском морях» (PDF) . Природа Изменение климата . 5 (9): 877–882. Бибкод : 2015NatCC...5..877M . дои : 10.1038/nclimate2688 . HDL : 1956/16722 .

Другие источники

Маршалл, Дж.; Шотт, Ф. (1999). «Конвекция в открытом океане: наблюдения, теория и модели» . Обзоры геофизики . 37 (1): 1–64. Бибкод : 1999RvGeo..37....1M . дои : 10.1029/98RG02739 .
Лазье, Дж.; Хендри, Р.; Кларк, А.; Яшаяев И.; Райнс, П. (2002). «Конвекция и рестратификация в Лабрадорском море» . Глубоководные исследования. Часть I: Статьи океанографических исследований . 49 (10): 1819–1835. дои : 10.1016/S0967-0637(02)00064-X .

[:0-1] Перейти обратно: ^а ^б Вадхамс, П.; Холфорт, Дж.; Хансен, Э.; Уилкинсон, JP (2002). «Глубокий конвективный дымоход в зимнем Гренландском море» . Письма о геофизических исследованиях . 29 (10): 76–1–76-4. Бибкод : 2002GeoRL..29.1434W . дои : 10.1029/2001GL014306 . ISSN 1944-8007 .

[:1-2] Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж ^г ^час ^я ^дж Ковалевский Д.В.; Башмачников И.Л.; Алексеев, ГВ (2020). «Формирование и распад глубокого конвективного дымохода» . Моделирование океана . 148 : 101583. Бибкод : 2020OcMod.14801583K . дои : 10.1016/j.ocemod.2020.101583 . ISSN 1463-5003 .

[:2-3] Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д Лаборатория Моря, Группа (1998). «Эксперимент по глубокой конвекции в Лабрадорском море» . Бюллетень Американского метеорологического общества . 79 (10): 2033–2058. doi : 10.1175/1520-0477(1998)079<2033:TLSDCE>2.0.CO;2 . ISSN 0003-0007 . S2CID 128525901 . {{cite journal}}: |first= имеет общее имя ( справка )

[4] Холдсворт, Эмбер М.; Майерс, Пол Г. (15 июня 2015 г.). «Влияние высокочастотного атмосферного воздействия на циркуляцию и глубокую конвекцию Лабрадорского моря» . Журнал климата . 28 (12): 4980–4996. Бибкод : 2015JCli...28.4980H . дои : 10.1175/JCLI-D-14-00564.1 . ISSN 0894-8755 .

[5] Шотт, Ф.; Висбек, М.; Сенд, У. (1994), Маланотте-Риццоли, Паола ; Робинсон, Аллан Р. (ред.), «Глубокая конвекция в открытом океане, Средиземное и Гренландское моря» , Океанские процессы в динамике климата: глобальные и средиземноморские примеры , Серия NATO ASI, Дордрехт: Springer Нидерланды, стр. 203–225, doi : 10.1007/978-94-011-0870-6_9 , ISBN 978-94-011-0870-6 , получено 7 мая 2021 г.

[6] Маргирье, Феликс; Босс, Энтони; Тестор, Пьер; Л'Эведер, Бландин; Мортье, Лоран; Смид, Дэвид (2017). «Характеристика конвективных шлейфов, связанных с океанической глубокой конвекцией в северо-западной части Средиземноморья, на основе данных высокого разрешения на месте, собранных с помощью планеров» . Журнал геофизических исследований: Океаны . 122 (12): 9814–9826. Бибкод : 2017JGRC..122.9814M . дои : 10.1002/2016JC012633 . ISSN 2169-9291 . S2CID 134732376 .

[7] Акитомо, К.; Авадзи, Т.; Имасато, Н. (1995). «Глубокая конвекция в открытом океане в море Уэдделла: двумерные численные эксперименты с негидростатической моделью». Глубоководные исследования. Часть I: Статьи океанографических исследований . 42 (1): 53–73. Бибкод : 1995DSRI...42...53A . дои : 10.1016/0967-0637(94)00035-Q . ISSN 0967-0637 .

[8] Ван Вестен, РМ; Дейкстра, ХА (2020). «Подповерхностное инициирование глубокой конвекции возле поднятия Мод» (PDF) . Дискуссии по науке об океане : 1–15.

[9] Джонс, Хелен. «Глубокая конвекция в открытом океане» . лужа.mit.edu . Проверено 7 мая 2021 г.

[10] Маршалл, Джон; Шотт, Фридрих (февраль 1999 г.). «Конвекция в открытом океане: наблюдения, теория и модели» . Обзоры геофизики . 37 (1): 1–64. Бибкод : 1999RvGeo..37....1M . дои : 10.1029/98RG02739 .

[:3-11] Перейти обратно: ^а ^б ^с Палушкевич, Т.; Гарвуд, RW; Денбо, Дональд В. (1994). «Глубокие конвективные шлейфы в океане» . Океанография . 7 (2): 34–44. дои : 10.5670/oceanog.1994.01 . hdl : 10945/43394 .

[:4-12] Перейти обратно: ^а ^б Палушкевич, Т.; Ромеа, РД (1997). «Одномерная модель параметризации глубокой конвекции в океане» . Динамика атмосферы и океанов . 26 (2): 95–130. Бибкод : 1997ДяТО..26...95П . дои : 10.1016/S0377-0265(96)00482-4 . ISSN 0377-0265 .

[13] Отправь, Уве; Маршалл, Джон (1995). «Интегральные эффекты глубокой конвекции» . Журнал физической океанографии . 25 (5): 855–872. Бибкод : 1995JPO....25..855S . doi : 10.1175/1520-0485(1995)025<0855:IEODC>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .

[:5-14] Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж ^г ^час Висбек, Мартин; Маршалл, Джон; Джонс, Хелен (1996). «Динамика изолированных конвективных областей в океане» . Журнал физической океанографии . 26 (9): 1721–1734. Бибкод : 1996JPO....26.1721V . doi : 10.1175/1520-0485(1996)026<1721:DOICRI>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .

[15] Джонс, Хелен; Маршалл, Джон (1993). «Конвекция с вращением в нейтральном океане: исследование глубокой конвекции в открытом океане» . Журнал физической океанографии . 23 (6): 1009–1039. Бибкод : 1993JPO....23.1009J . doi : 10.1175/1520-0485(1993)023<1009:CWRIAN>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .

[16] Бродо, Лоран; Кенигк, Торбен (01 мая 2016 г.). «Угасание глубокой конвекции северного океана в ансамбле климатических моделей XX и XXI веков» . Климатическая динамика . 46 (9): 2863–2882. Бибкод : 2016ClDy...46.2863B . дои : 10.1007/s00382-015-2736-5 . ISSN 1432-0894 . S2CID 73579392 .

[17] Мур, GWK; Воге, К.; Пиккарт, РС; Ренфрю, ИА (2015). «Снижение интенсивности конвекции открытого океана в Гренландском и Исландском морях» (PDF) . Природа Изменение климата . 5 (9): 877–882. Бибкод : 2015NatCC...5..877M . дои : 10.1038/nclimate2688 . HDL : 1956/16722 .

[ 1 ]

[ 2 ]

[ 3 ]

[ 4 ]

[ 5 ]

[ 6 ]

[ 7 ]

[ 8 ]

[ 9 ]

[ 10 ]

[ 11 ]

[ 12 ]

[ 13 ]

[ 14 ]

[ 15 ]

[ 16 ]

[ 17 ]