Konveksjon i åpent hav - Open ocean convection

Konveksjon i åpent hav er en prosess der havsirkulasjonen i mesoskala og store, sterke vinder blander vannlag på forskjellige dybder. Friskere vann som ligger over det saltere eller varmere over det kaldere fører til lagdeling av vann , eller at det skilles i lag. Sterk vind forårsaker fordampning, så havoverflaten avkjøles og svekker lagdelingen. Som et resultat vendes overflatevannet og synker mens det "varmere" vannet stiger opp til overflaten og starter konveksjonsprosessen. Denne prosessen har en avgjørende rolle i dannelsen av både bunn- og mellomvann og i den store termohalin-sirkulasjonen , som i stor grad bestemmer det globale klimaet. Det er også et viktig fenomen som styrer intensiteten til Atlantic Meridional Overturning Circulation (AMOC).

Konveksjon eksisterer under visse betingelser som er markedsført av sterke atmosfæriske pådrag på grunn av termiske eller haline overflate flukser . Dette kan observeres i hav ved grenser med enten tørr og kald vind over eller is, noe som induserer store latente varme- og fuktstrømmer. Havkonveksjon avhenger av svakheten ved stratifisering under det blandede overflaten . Disse lagdelte vannlagene må stige, nær overflaten, noe som resulterer i direkte eksponering for intens overflatetvingning.

Store konveksjonssteder

Dyp konveksjon observeres i den subpolare Nord -Atlanteren ( Grønlandshavet og Labradorhavet ), i Weddellhavet på den sørlige halvkule så vel som i det nordvestlige Middelhavet . I subpolare områder begynner det øvre blandede laget å dype seg på slutten av høsten til tidlig på våren, når konveksjonen er på det dypeste nivået før fenomenet svekkes.

Den svake tetthet lagdeling av den Labrador Sea observeres hver vinterstid, på dybder mellom 1.000 og 2.000 m, slik at det er en av de mest ekstreme havet konveksjon steder i verden. Den dype konveksjonen i Labradorhavet påvirkes betydelig av den nordatlantiske oscillasjonen (NAO). Om vinteren, når NAO er i positiv fase over denne regionen, er den sykloniske aktiviteten større over Nord -Atlanteren med en forbedret sirkulasjon av kald og tørr luft. I løpet av denne positive fasen av NAO er det oseaniske varmetapet fra Labradorhavet høyere, noe som bidrar til en dypere konveksjon. I følge Holdsworth et al. (2015), i løpet av den negative fasen av NAO som er forbundet med fravær av høyfrekvent tvang, reduseres gjennomsnittlig maksimal blandet lagdybde mer enn 20%.

Grønlandshavet skiller seg fra Labradorhavet på grunn av isens viktige rolle i forkondisjonering i november til februar. Tidlig på vinteren sprer isen seg østover over det sentrale Grønlandshavet, og saltvannsavvisning under isen øker overflatelagstettheten. I mars, når forkondisjonering er langt nok avansert, og de meteorologiske forholdene er gunstige, utvikler det seg dyp konveksjon.

I det nordvestlige Middelhavet forekommer dyp konveksjon om vinteren, når vannet gjennomgår den nødvendige forkondisjonering med luft-sjøstrømmer som forårsaker oppdriftstap ved overflaten. Om vinteren, Gulf of Lions er ofte utsatt for atmosfære tvinge under intens kald vind Tramontane og Mistral , indusere sterk fordampning og en intens kjøling av overflatevann. Dette fører til oppdriftstap og vertikal dyp blanding.

Konveksjonen i Weddellhavet er stort sett forbundet med polynya . I følge Akitomo et al. (1995), Arnold L. Gordon var den første som fant restene av dyp konveksjon nær Maud Rise i 1977. Denne dype konveksjonen ble trolig ledsaget av en stor polynya som hadde dukket opp i det sentrale Weddellhavet hver vinter i løpet av 1974-76. . I tillegg, ifølge Van Westen og Dijkstra, (2020), er dannelsen av Maude Rise polynya som ble observert i 2016 assosiert med konveksjonen under overflaten. Spesielt gjennomgår Maud Rise -regionen forkondisjonering på grunn av opphopning av varme og salt under overflaten, noe som fører til en konveksjon og favoriserer en polynyaformasjon.

Konveksjonsfaser

Havkonveksjon kjennetegnes av tre faser: forkondisjonering, dyp konveksjon og lateral utveksling og spredning. Forkondisjonering refereres til en periode hvor en syklonisk gyre-skala sirkulasjon og oppdriftstvinging kombineres for å disponere et konvektivt sted for lokalt å velte. Et område er forutbetalt når et lateralt utvidet dyp område med relativt svak vertikal tetthet -stratifisering eksisterer der, og det er avkortet av en lokalt grunne termoklin . Kjøle hendelser fører til den andre fasen, dyp konveksjon, i hvilken en del av den væskesøylen kan velte i tallrike fjær som fordeler den tette overflatevannet på den vertikale aksen. Disse fjærene danner en homogen dyp skorstein. I løpet av denne fasen blir pipen dypere gjennom velting av plume-skala og justerer seg geostrofisk . I tillegg, på et tidspunkt, blir oppdriftstapet på havoverflaten fullstendig oppveid gjennom lateral flyteoverføring av barokliniske virvler som genereres i periferien av det konvektive regimet og dermed kan den kvasi-stabile tilstanden oppnås. Når overflateformingen reduseres, avtar den vertikale varmeoverføringen på grunn av konveksjon, noe som fører til horisontal overføring forbundet med eddying på geostrofisk skala. Balansen mellom tvang på havoverflaten og lateral virveloppdrift blir ustabil. På grunn av tyngdekraften og planetarisk rotasjon sprer og blandes væskeblandingen ut, noe som fører til forfall av skorsteinen. De resterende delene av den "ødelagte" skorsteinen heter kegler. Den laterale utvekslingen og spredningen er også kjent som restratifiseringsfase. Hvis overflateforholdene forverres igjen, kan dyp konveksjon starte på nytt mens de resterende kjeglene kan danne preferansesentre for ytterligere dyp konvektiv aktivitet.

Fenomener involvert i konveksjon

En skjematisk fremstilling av en åpen havdyp konveksjon. Den blandede lappen (eller skorsteinen) skapt av konvektive fjær, de geostrofiske virvlene som bidrar til utveksling av væske og egenskaper mellom den blandede lappen og omgivelsene og den perifere grensestrømmen (kantstrøm) vises.

Dyp konveksjon utmerker seg i småskala og mesoskala prosesser. Plumes representerer den minste skalaen, mens skorsteiner (patch) og virvler representerer mesoskalaen.

Plumes

Plumes er de første konvektivt drevne vertikale bevegelsene som dannes i løpet av den andre konveksjonsfasen. De har horisontale skalaer mellom 100m og 1km og deres vertikale skala er rundt 1-2 km med vertikale hastigheter på opptil 10 cm/s som måles av akustiske doppler-strømprofiler (ADCP-er). Tidsskalaer forbundet med konvektive fjær rapporteres å være flere timer til flere dager.

Plumes fungerer som "ledninger" eller som "blandemidler" når det gjelder deres dynamiske del. Hvis de fungerer som "ledninger", transporterer de nedkjølt og tett overflatevann nedover. Dette er hovedmekanismen for vanntransport mot lavere dybder og fornyelse. Imidlertid kan plumes fungere som "blandemidler" i stedet for som nedadgående bærere av en strøm. I dette tilfellet avkjøler konveksjonen og blander en lapp med vann og skaper en tett homogen sylinder, som en skorstein, som til slutt kollapser og justerer seg under planetarisk rotasjon og tyngdekraft.

Corioliskraft og termobarisitet er viktige i dype konvektive fjærer. Termobarisitet er effekten der synkende kaldt saltvann dannes under frysende forhold, noe som resulterer i nedadgående akselerasjon. I tillegg undersøker mange numeriske og tankmodelleringseksperimenter rotasjonsrollen i konveksjonsprosessene og i morfologien til fjærene. I følge Paluszkiewicz et al. (1994), påvirker ikke planetrotasjon de enkelte fjærene vertikalt, men gjør det horisontalt. Under påvirkning av rotasjon blir diameteren på plumes mindre enn diameteren på plumes i fravær av rotasjon. I kontrast er skorsteiner og tilhørende virvler dominert av effektene av rotasjon på grunn av termisk vind .

Konveksjonsplaster (eller "skorstein")

Den konvektive velten av vannsøylen skjer gjennom et bidrag fra et stort antall intense fjær, som sterkt blander kolonnen. Plumes kan behandle store mengder væske for å danne det som har blitt kjent som en "skorstein" av homogenisert væske. Disse vertikalt isolerte homogeniserte vannsøylene har en diameter på 10 til 50 km og de er 1-2 km dype. Overflatevann som vokser tettere og synker driver det innledende fordypningstrinnet, mens det siste utdypningstrinnet og restratifiseringsfasen påvirkes av en oppdriftsoverføring gjennom skorsteins laterale overflate av barokliniske virvler.

Sesongmessighet

Skorsteinene med dyp konveksjon forblir åpne i en til tre måneder, om vinteren, i en kvasi-stabil tilstand mens de kan kollapse i løpet av få uker. Skorsteinene ødelegges tidlig på våren når flyteflåten på sjøoverflaten svekkes og reverserer mens lagdelingen av vannlagene under det blandede laget begynner å bli stabil.

Formasjon

Dannelse av konveksjonsskorsteinene er forutbetalt av to prosesser: sterke varmestrømmer fra havoverflaten og syklonisk sirkulasjon. En skorstein dannes når en relativt sterk oppdriftsstrøm fra havets overflate eksisterer i minst 1 til 3 dager. Skorsteinens tid, dybde og diameterutvikling avhenger helt klart av oppdriftsstrømmen og lagdelingen av det omkringliggende havet. Etter hvert som overflatevannet avkjøles, blir det tettere og det velter og danner et konvektivt modifisert dybdelag . I midten av skorsteinen dypes det blandede laget og dybden som funksjon av tiden beregnes som beskrevet nedenfor. ${\ displaystyle h}$

I den innledende fasen av intensiv utdypning av skorsteinen, når de barokliniske ustabilitetseffektene antas å være uviktige, kan dybden bli funnet som en funksjon av tiden ved bruk av oppdriftstvingingen. Oppdriften er definert som:

$${\ displaystyle b = -g {\ frac {\ sigma} {\ rho _ {o}}}}$$

og en konstant referanseverdi av tetthet. Oppdriftsligningen for det blandede laget er:${\ displaystyle g}$${\ displaystyle \ sigma}$${\ displaystyle \ rho _ {o}}$

$${\ displaystyle {Db \ over Dt} = F_ {B}}$$

Hvor er oppdriften og oppdriften som tvinger. Oppdriftstvingingen er lik  hvor oppdriftstapet er. Som en forenkling brukes antagelsen om at oppdriftstapet er konstant i tid ( ). Ved å neglisjere horisontal adveksjon og integrere ligningen ovenfor over det blandede laget, får vi:${\ displaystyle b}$${\ displaystyle F_ {B}}$${\ displaystyle {\ frac {\ partiell {B}} {\ delvis {z}}}}$${\ displaystyle B}$${\ displaystyle B_ {o}}$

$${\ displaystyle {\ partiell {b} \ over \ delvis z} {\ delvis {h} \ over \ delvis t} = {\ frac {B_ {o}} {h}}}$$

For en jevnt lagdelt væske er oppdriftsfrekvensens effekt lik:

$${\ displaystyle N^{2} = {\ frac {\ partiell {b}} {\ delvis {z}}}}$$

Derfor er det klassiske resultatet for den ikke -penetrerende fordypningen av det øvre blandede laget:

$${\ displaystyle h = {\ frac {\ sqrt {2B_ {o} t}} {N}}}$$

Skorsteinens evolusjonsligning

En skjematisk oversikt over en konvektiv skorstein i stratifisert væske

Etter hvert som tiden skrider frem og de barokliniske ustabilitetseffektene blir viktige, kan ikke skorsteins tidsutvikling bare beskrives av oppdriftstvingingen. Den maksimale dybden som en konveksjon skorstein når, må bli funnet ved hjelp av skorsteinen evolusjon ligningen i stedet. Etter Kovalevsky et al. (2020) og Visbeck et al. (1996), vurder en skorstein med radius og en tidsavhengig høyde . Drivkraften til skorsteinen som er dypere er tapet av oppdrift i overflaten som forårsaker konvektiv velt som fører til homogent blandet væske i skorsteins indre. Forutsatt at tettheten ved skorsteinsbunnen er kontinuerlig, er oppdriftsanomalien til en partikkel som forskyves i en avstand Δz inne i skorsteinen:${\ displaystyle r_ {o}}$${\ displaystyle h (t)}$${\ displaystyle B_ {o}}$${\ displaystyle b '}$

$${\ displaystyle b '= N^{2} (zh (t)), \; \; \; \; \; \; \; \; \; 0 <z <h (t)}$$

I følge Kovalevsky et al. (2020) oppdriftsbudsjettlikningen er:

$${\ displaystyle {d \ over dt} \ int _ {V (t)}^{} b'dV = \ int _ {S_ {top}}^{} B_ {o} dS- \ int _ {S_ {lat }}^{} {\ overline {u'b '}} dS}$$

Venstre side representerer tidsutviklingen av den totale oppdriftsanomalien som er akkumulert i det tidsavhengige skorsteinvolumet . Det første og andre uttrykket på høyre side tilsvarer det totale oppdriftstapet fra havoverflaten over skorsteinen og flyteoverføringen mellom skorsteins indre og barokliniske virvler. I utgangspunktet avhenger den totale oppdriften bare av det totale oppdriftstapet gjennom havoverflaten over skorsteinen. Mens tiden går, blir oppdriftstapet gjennom havoverflaten over skorsteinen delvis ekvivalent med den laterale flyteutvekslingen mellom skorsteinen og de barokliniske virvlene, gjennom skorsteinens sidevegger. ${\ displaystyle V (t)}$

Visbeck et al. (1996), ved å bruke et forslag fra Green (1970) og Stone (1972), parameteriserte virvelstrømmen som:${\ displaystyle {\ overline {u'b '}}}$

$${\ displaystyle {\ overline {u'b '}} = \ alpha' {\ frac {\ overline {(b ')^{2}}} {N}}}$$

Hvor skal en proporsjonalitetskonstant bestemmes ved observasjoner og laboratoriemodellering. Variabelen representerer pulsasjonene til den horisontale strømhastighetskomponenten vinkelrett på skorsteinens sidevegger mens, ved å følge Visbeck et al. (1996),  er lik:${\ displaystyle \ alpha '}$${\ displaystyle u '}$${\ displaystyle {\ overline {(b ')^{2}}}}$

$${\ displaystyle {\ overline {(b ')^{2}}} = N^{4} h^{2}}$$

Forfall

Hvis oppdriftstapet opprettholdes i en tilstrekkelig tidsperiode, blir kjøling på havoverflaten svekket og restratifiseringsfasen starter. Ved omgivelsene til det konvektive regimet tar stratifiseringen en omgivende verdi, mens midten av skorsteinen eroderes. Som et resultat avviker isopyknale overflater rundt periferien til skorsteinen fra

og vipper mot havets overflate. I forbindelse med de vippende isopyknale overflatene settes det opp en termisk vind som genererer felgstrømmen rundt kanten av konveksjonsregimet. Denne strømmen må være i termisk vindbalanse med tetthetsgradienten mellom skorsteinen innvendig og utvendig. Bredden på felgstrømens region og dens barokliniske sone vil i utgangspunktet være i størrelsesorden Rossby deformasjonsradius .

Eksistensen av felgstrømmen spiller en viktig rolle for pipens kollaps. I midten av skorsteinen vil det blandede laget utdype seg inntil den voksende barokliniske ustabiliteten begynner å føre konvekt væske utover mens vann fra utsiden renner inn i skorsteinen. I dette øyeblikket blir felgstrømmen rundt kjøleområdet baroklinisk ustabil og oppdriften lateralt overføres av ustabilitetsvirvlene. Hvis virvlene er intense nok, vil dyping av skorsteinen være begrenset. I denne grensen, når den laterale oppdriftsfluksen fullstendig balanserer oppdriftstapet på havoverflaten, kan en kvasi-stabil tilstand etableres:${\ displaystyle {\ sqrt {t}}}$

$${\ displaystyle \ int _ {S_ {top}}^{} B_ {o} dS = \ int _ {S_ {lat}}^{} {\ overline {u'b '}} dS}$$

Ved å løse ligningen ovenfor kan den endelige dybden til den konvektive skorsteinen bli funnet å være:

$${\ displaystyle h_ {final} = \ gamma {\ frac {(B_ {o} r_ {o})^{1/3}} {N}}, \; \; \; \; \; \; \; \; \; \ gamma = \ venstre ({\ frac {1} {2 \ alpha '}} \ høyre)^{1/3}}$$

Følgelig avhenger den endelige blandingsdybden av kjølestyrken, avkjølingens radius og lagdelingen. Derfor er den endelige blandingsdybden ikke direkte avhengig av rotasjonshastigheten. Baroklinisk ustabilitet er imidlertid en konsekvens av den termiske vinden, som er avgjørende avhengig av rotasjon. Lengdeskalaen for barokliniske virvler, antatt å være satt av Rossby deformasjonsradius, skala som:

Konveksjonsprosessens stadier og egenskaper

$${\ displaystyle L_ {eddy, final} = {\ frac {Nh_ {final}} {f}} = \ gamma {\ frac {(B_ {o} r_ {o})^{1/3}} {f} }}$$

Hvilken avhenger av rotasjonshastigheten f, men er uavhengig av den omgivende lagdelingen.

Den minste tiden skorsteinen trenger for å nå kvasi-likevektstilstand er ekvivalent med tiden den trenger for å nå dybden, og den er lik:${\ displaystyle h_ {final}}$

$${\ displaystyle t_ {final} = \ beta \ venstre ({\ frac {r_ {o}^{2}} {B_ {o}}} \ høyre)^{1/3}, \; \; \; \ ; \; \; \; \; \; \ beta = {\ frac {\ gamma ^{2}} {2}}}$$

Den endelige tidsskalaen er uavhengig av rotasjonshastigheten, øker med radius for kjøleområdet r og avtar med overflatens oppdriftsstrøm B _o. I følge Visbeck al. (1996), er proporsjonalitetskonstanten γ og β funnet å være lik henholdsvis 3,9 ± 0,9 og 12 ± 3 gjennom laboratorieforsøk.

Kjegler

Til slutt opphører kjøling av overflaten så vel som konvektiv aktivitet. Derfor eroderer skorsteinen til homogenisert kaldt vann i flere små koniske strukturer, navngitte kjegler, som formerer seg utover. Kjeglene beveger seg utover og bærer kaldt vann langt fra kjøleområdet. Etter hvert som tiden skrider frem og kjeglene sprer seg, reduseres størrelsen på felgstrømmen. Strømmene knyttet til kjeglene blir intensivert og sykloniske på overflaten mens de er svakere og antisykloniske på lave dybder.

Effekter av global oppvarming på havkonveksjon

Deep konvektive aktivitet i Labradorhavet er redusert og blitt grunnere siden begynnelsen av 20 ^th århundre på grunn av lavfrekvent variasjon av nordatlantiske oscillasjonen . En varmere atmosfære varmer overflatevannet slik at de ikke synker for å blande seg med det kaldere vannet under. Den resulterende nedgangen skjer ikke bratt, men trinnvis. Spesielt har det blitt registrert to alvorlige fall i dyp konvektiv aktivitet i løpet av 1920- og 1990 -årene.

På samme måte har det i Grønlandshavet blitt observert grunnere dype blandede lag i løpet av de siste 30 årene på grunn av fallet av atmosfærisk tvang om vinteren. Smeltingen av det grønlandske islaget kan også bidra til en enda tidligere utryddelse av dyp konveksjon. Oppfriskningen av overflatevannet på grunn av forbedret smeltevann fra Grønlands isark, har mindre tetthet, noe som gjør det vanskeligere for havkonveksjon. Reduksjon av den dype vinterkonvektive blandingen i Nord -Atlanteren resulterer i svekkelse av AMOC.

Referanser

Andre kilder

• Marshall, J .; Schott, F. (1999). "Konveksjon i åpent hav: observasjoner, teori og modeller" . Anmeldelser av geofysikk . 37 (1): 1–64. Bibcode : 1999RvGeo..37 .... 1M . doi : 10.1029/98RG02739 .
• Lazier, J .; Hendry, R .; Clarke, A .; Yashayaev, I .; Rhines, P. (2002). "Konveksjon og restratifisering i Labradorhavet" . Deep Sea Research Del I: Oceanographic Research Papers . 49 (10): 1819–1835. doi : 10.1016/S0967-0637 (02) 00064-X .