Convección en mar abierto

Mezcla de agua de mar a diferentes profundidades por circulación oceánica de mesoescala y vientos fuertes y de gran magnitud

La convección en mar abierto es un proceso en el que la circulación oceánica de mesoescala y los fuertes vientos mezclan capas de agua a diferentes profundidades. El agua más dulce que se encuentra sobre la más salada o la más cálida sobre la más fría conduce a la estratificación del agua, o su separación en capas. Los fuertes vientos provocan la evaporación, por lo que la superficie del océano se enfría, debilitando la estratificación. Como resultado, las aguas superficiales se vuelcan y se hunden mientras que las aguas "más cálidas" suben a la superficie, iniciando el proceso de convección. Este proceso tiene un papel crucial en la formación de agua tanto del fondo como de las intermedias y en la circulación termohalina a gran escala , que determina en gran medida el clima global. ^[1] También es un fenómeno importante que controla la intensidad de la Circulación Meridional Atlántica de Vuelco (CMA). ^[2]

La convección existe en determinadas condiciones que son promovidas por una fuerte fuerza atmosférica debida a flujos superficiales térmicos o halinizantes . Esto se puede observar en océanos adyacentes a límites con vientos secos y fríos por encima o hielo, lo que induce grandes flujos de calor y humedad latentes. La convección oceánica depende de la debilidad de la estratificación debajo de la capa mixta superficial . Estas capas de agua estratificada deben ascender cerca de la superficie, lo que da como resultado su exposición directa a una intensa fuerza superficial. ^{[1] [3]}

Principales sitios de convección

Se observa convección profunda en el Atlántico Norte subpolar ( mar de Groenlandia y mar de Labrador ), en el mar de Weddell en el hemisferio sur, así como en el noroeste del Mediterráneo . En las regiones subpolares, la capa mixta superior comienza a profundizarse a fines del otoño hasta principios de la primavera, cuando la convección se encuentra en el nivel más profundo antes de que el fenómeno se debilite. ^[2]

La débil estratificación de la densidad del mar de Labrador se observa cada invierno, en profundidades entre 1000 y 2000 m, lo que lo convierte en uno de los sitios de convección oceánica más extremos del mundo. La convección profunda en el mar de Labrador se ve afectada significativamente por la Oscilación del Atlántico Norte (NAO). En invierno, cuando la NAO está en fase positiva por encima de esta región, la actividad ciclónica es mayor sobre el Atlántico Norte con una circulación mejorada de aire frío y seco. Durante esta fase positiva de la NAO, la pérdida de calor oceánico del mar de Labrador es mayor, lo que contribuye a una convección más profunda. ^[3] Según Holdsworth et al. (2015), durante la fase negativa de la NAO que está asociada con una ausencia de forzamiento de alta frecuencia, la profundidad máxima promedio de la capa mixta disminuye más del 20%. ^[4]

El mar de Groenlandia se diferencia del mar de Labrador por el importante papel que desempeña el hielo en el preacondicionamiento durante los meses de noviembre a febrero. A principios del invierno, el hielo se extiende hacia el este a través del centro del mar de Groenlandia y el rechazo de la salmuera bajo el hielo aumenta la densidad de la capa superficial. En marzo, cuando el preacondicionamiento está lo suficientemente avanzado y las condiciones meteorológicas son favorables, se desarrolla una convección profunda. ^[5]

En el noroeste del mar Mediterráneo, la convección profunda se produce en invierno, cuando el agua sufre el preacondicionamiento necesario con flujos aire-mar que inducen pérdidas de flotabilidad en la superficie. En invierno, el Golfo de León está sujeto regularmente a forzamientos atmosféricos bajo los intensos vientos fríos Tramontana y Mistral , que inducen una fuerte evaporación y un enfriamiento intenso de las aguas superficiales. Esto conduce a pérdidas de flotabilidad y mezcla profunda vertical. ^[6]

La convección en el mar de Weddell está asociada principalmente con polinias . Según Akitomo et al. (1995), Arnold L. Gordon fue el primero en encontrar el remanente de convección profunda cerca de la Elevación de Maud en 1977. Esta convección profunda probablemente estuvo acompañada por una gran polinia que había estado apareciendo en el centro del mar de Weddell cada invierno durante 1974-76. ^[7] Además, según Van Westen y Dijkstra, (2020), la formación de la polinia de la Elevación de Maud que se observó en 2016 está asociada con la convección subsuperficial. En particular, la región de la Elevación de Maud sufre un preacondicionamiento debido a la acumulación de calor y sal subsuperficiales, lo que conduce a una convección y favorece la formación de polinias. ^[8]

Fases de la convección

La convección oceánica se distingue por tres fases: preacondicionamiento, convección profunda e intercambio y propagación lateral. El preacondicionamiento se refiere a un período durante el cual una circulación a escala de giro ciclónico y una fuerza de flotabilidad se combinan para predisponer un sitio convectivo a volcarse localmente. Un sitio está preacondicionado cuando existe allí una región profunda extendida lateralmente de estratificación de densidad vertical relativamente débil, y está cubierta por una termoclina localmente poco profunda . Los eventos de enfriamiento conducen a la segunda fase, convección profunda, en la que una parte de la columna de fluido puede volcarse en numerosas columnas que distribuyen el agua superficial densa en el eje vertical. Estas columnas forman una chimenea profunda homogénea. Durante esta fase, la chimenea se hace más profunda a través del vuelco a escala de columna y se ajusta geostróficamente . Además, en algún momento, la pérdida de flotabilidad de la superficie del mar se compensa completamente a través de la transferencia de flotabilidad lateral por remolinos baroclínicos que se generan en la periferia del régimen convectivo y, por lo tanto, se puede lograr el estado cuasi estable. Una vez que disminuye el forzamiento de la superficie, la transferencia de calor vertical debido a la convección disminuye, lo que lleva a la transferencia horizontal asociada con los remolinos a escala geostrófica. El equilibrio entre el forzamiento de la superficie del mar y el flujo de flotabilidad de los remolinos laterales se vuelve inestable. Debido a la gravedad y la rotación planetaria, el fluido mezclado se dispersa y se extiende, lo que lleva a la descomposición de la chimenea. Los trozos residuales de la chimenea "rota" se denominan conos. El intercambio lateral y la expansión también se conocen como fase de reestratificación. Si las condiciones de la superficie se deterioran nuevamente, la convección profunda puede reiniciarse mientras que los conos restantes pueden formar centros preferenciales para una mayor actividad convectiva profunda. ^{[3] [9] [10]}

Fenómenos que intervienen en la convección

Representación esquemática de una chimenea de convección profunda en mar abierto. Se muestran la zona mixta (o chimenea) creada por columnas convectivas, los remolinos geostróficos que contribuyen al intercambio de fluidos y propiedades entre la zona mixta y los alrededores y la corriente periférica límite (corriente de borde).

La convección profunda se distingue entre procesos de pequeña y mesoescala . Las columnas representan el proceso de menor escala, mientras que las chimeneas (parches) y los remolinos representan el de mesoescala. ^[11]

Plumas

Las columnas son los movimientos verticales iniciales impulsados ​​por convección que se forman durante la segunda fase de la convección. Tienen escalas horizontales de entre 100 m y 1 km y su escala vertical es de alrededor de 1-2 km con velocidades verticales de hasta 10 cm/s que se miden mediante perfiladores de corrientes acústicas Doppler (ADCP). Se informa que las escalas de tiempo asociadas con las columnas convectivas son de varias horas a varios días. ^{[3] [11] [12]}

Las columnas actúan como “conductos” o como “agentes mezcladores” en términos de su parte dinámica. Si actúan como “conductos”, transportan agua superficial enfriada y densa hacia abajo. Este es el principal mecanismo de transporte de agua hacia profundidades inferiores y su renovación. Sin embargo, las columnas pueden actuar como “agentes mezcladores” en lugar de como portadores descendentes de un flujo. En este caso, la convección enfría y mezcla una porción de agua, creando un cilindro denso y homogéneo, como una chimenea, que finalmente colapsa y se ajusta bajo la rotación planetaria y la gravedad. ^[13]

La fuerza de Coriolis y la termobaricidad son importantes en las columnas convectivas profundas. La termobaricidad es el efecto por el cual se forma agua salada fría que se hunde en condiciones de congelación, lo que resulta en una aceleración hacia abajo. Además, muchos experimentos de modelado numérico y de tanques examinan el papel de la rotación en los procesos de convección y en la morfología de las columnas. Según Paluszkiewicz et al. (1994), la rotación planetaria no afecta las columnas individuales verticalmente, pero sí horizontalmente. Bajo la influencia de la rotación, el diámetro de las columnas se vuelve más pequeño en comparación con el diámetro de las columnas en ausencia de rotación. En contraste, las chimeneas y los remolinos asociados están dominados por los efectos de la rotación debido al viento térmico . ^[11]

Parche de convección (o “Chimenea”)

El vuelco convectivo de la columna de agua se produce mediante la contribución de un gran número de columnas intensas, que mezclan fuertemente la columna. Las columnas pueden procesar grandes volúmenes de fluido para formar lo que se conoce como una “chimenea” de fluido homogeneizado. ^[14] Estas columnas de agua homogeneizada aisladas verticalmente tienen un diámetro de 10 a 50 km y una profundidad de 1 a 2 km. Las aguas superficiales que se vuelven más densas y se hunden impulsan la etapa de profundización inicial, mientras que la etapa de profundización final y la fase de reestratificación se ven afectadas por una transferencia de flotabilidad, a través de la superficie lateral de la chimenea, por remolinos baroclínicos . ^[2]

Estacionalidad

Las chimeneas de convección profunda permanecen abiertas durante uno a tres meses, durante el invierno, en un estado casi estable, mientras que pueden colapsar en pocas semanas. Las chimeneas se destruyen a principios de la primavera, cuando el flujo de flotabilidad de la superficie del mar se debilita y se invierte, mientras que la estratificación de las capas de agua debajo de la capa mixta comienza a estabilizarse. ^[2]

Formación

La formación de chimeneas de convección está condicionada por dos procesos: fuertes flujos de calor desde la superficie del mar y circulación ciclónica. Una chimenea se forma cuando existe un flujo de flotabilidad relativamente fuerte desde la superficie del océano durante al menos 1 a 3 días. El tiempo, la profundidad y el desarrollo del diámetro de la chimenea dependen claramente del flujo de flotabilidad y de la estratificación del océano circundante. ^[2] A medida que el agua superficial se enfría, se vuelve más densa y se vuelca, formando una capa de profundidad modificada por convección . En el centro de la chimenea, la capa mixta se profundiza y la profundidad en función del tiempo se calcula como se describe a continuación. ${\displaystyle h}$

Durante la etapa inicial de la profundización intensiva de la chimenea, cuando se supone que los efectos de inestabilidad baroclínica no son importantes, la profundidad se puede encontrar como una función del tiempo utilizando la fuerza de flotabilidad. La flotabilidad se define como: Donde es la aceleración debida a la gravedad, la densidad potencial y un valor de referencia constante de densidad. La ecuación de flotabilidad para la capa mixta es: Donde es la flotabilidad y la fuerza de flotabilidad. La fuerza de flotabilidad es igual a  donde es la pérdida de flotabilidad. Como simplificación, se utiliza el supuesto de que la pérdida de flotabilidad es constante en el tiempo ( ). Despreciando la advección horizontal e integrando la ecuación anterior sobre la capa mixta, obtenemos: Para un fluido uniformemente estratificado, la potencia de la frecuencia de flotabilidad es igual a: Por lo tanto, el resultado clásico para la profundización no penetrante de la capa mixta superior es: ^[14] $${\displaystyle b=-g{\frac {\sigma }{\rho _{o}}}}$$ ${\displaystyle g}$ ${\displaystyle \sigma }$ ${\displaystyle \rho _{o}}$ $${\displaystyle {Db \over Dt}=F_{B}}$$ ${\displaystyle b}$ ${\displaystyle F_{B}}$ ${\displaystyle {\frac {\partial {B}}{\partial {z}}}}$ ${\displaystyle B}$ ${\displaystyle B_{o}}$ $${\displaystyle {\partial {b} \over \partial z}{\partial {h} \over \partial t}={\frac {B_{o}}{h}}}$$ $${\displaystyle N^{2}={\frac {\partial {b}}{\partial {z}}}}$$ $${\displaystyle h={\frac {\sqrt {2B_{o}t}}{N}}}$$

La ecuación de la evolución de la chimenea

Vista esquemática de una chimenea convectiva en el fluido estratificado.

A medida que avanza el tiempo y los efectos de inestabilidad baroclínica se vuelven importantes, la evolución temporal de la chimenea no se puede describir solo por la fuerza de flotabilidad. La profundidad máxima que alcanza una chimenea de convección se debe encontrar utilizando la ecuación de evolución de la chimenea. Siguiendo a Kovalevsky et al. (2020) y Visbeck et al. (1996), considere una chimenea de radio y una altura dependiente del tiempo . La fuerza impulsora de la profundización de la chimenea es la pérdida de flotabilidad de la superficie que causa un vuelco convectivo que conduce a un fluido mezclado homogéneamente en el interior de la chimenea. Suponiendo que la densidad en la base de la chimenea es continua, la anomalía de flotabilidad de una partícula que se desplaza una distancia Δz dentro de la chimenea es: Según Kovalevsky et al. (2020) la ecuación del presupuesto de flotabilidad es: ^[2] El lado izquierdo representa la evolución temporal de la anomalía de flotabilidad total acumulada en el volumen de la chimenea dependiente del tiempo . El primer y segundo término del lado derecho corresponden a la pérdida total de flotabilidad desde la superficie del mar sobre la chimenea y la transferencia de flotabilidad entre el interior de la chimenea y los remolinos baroclínicos, respectivamente. ^[2] Inicialmente, la flotabilidad total depende solo de la pérdida total de flotabilidad a través de la superficie del mar sobre la chimenea. A medida que avanza el tiempo, la pérdida de flotabilidad a través de la superficie del mar sobre la chimenea se vuelve parcialmente equivalente al intercambio de flotabilidad lateral entre la chimenea y los remolinos baroclínicos, a través de las paredes laterales de la chimenea. ^[2] ${\displaystyle r_{o}}$ ${\displaystyle h(t)}$ ${\displaystyle B_{o}}$ ${\displaystyle b'}$ $${\displaystyle b'=N^{2}(z-h(t)),\;\;\;\;\;\;\;\;\;0<z<h(t)}$$ $${\displaystyle {d \over dt}\int _{V(t)}^{}b'dV=\int _{S_{top}}^{}B_{o}dS-\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS}$$ ${\displaystyle V(t)}$

Visbeck et al. (1996), utilizando una sugerencia de Green (1970) y Stone (1972), parametrizaron el flujo de remolinos como: Donde es una constante de proporcionalidad que se determinará mediante observaciones y modelos de laboratorio. La variable representa las pulsaciones del componente de velocidad de corriente horizontal perpendicular a las paredes laterales de la chimenea mientras que, siguiendo a Visbeck et al. (1996),  es igual a: ^[2] ${\displaystyle {\overline {u'b'}}}$ $${\displaystyle {\overline {u'b'}}=\alpha '{\frac {\overline {(b')^{2}}}{N}}}$$ ${\displaystyle \alpha '}$ ${\displaystyle u'}$ ${\displaystyle {\overline {(b')^{2}}}}$ $${\displaystyle {\overline {(b')^{2}}}=N^{4}h^{2}}$$

Decadencia

Si la pérdida de flotabilidad se mantiene durante un período de tiempo suficiente, el enfriamiento de la superficie del mar se debilita y comienza la fase de reestratificación. En los alrededores del régimen convectivo, la estratificación adquiere un valor ambiental mientras que en el centro de la chimenea la estratificación se erosiona. Como resultado, alrededor de la periferia de la chimenea, las superficies isopicnas se desvían de su nivel de reposo, inclinándose hacia la superficie del océano. Asociado con la inclinación de las superficies isopicnas se establece un viento térmico que genera la corriente de borde alrededor del borde del régimen de convección. Esta corriente debe estar en equilibrio con el gradiente de densidad entre el interior y el exterior de la chimenea. El ancho de la región de la corriente de borde y su zona baroclínica será inicialmente del orden del radio de deformación de Rossby . ^{[12] [14]}

La existencia de la corriente de borde juega un papel importante para el colapso de la chimenea. En el centro de la chimenea, la capa mezclada se profundizará a medida que , hasta que la creciente inestabilidad baroclínica comience a llevar fluido convectivo hacia afuera mientras que el agua del exterior fluye hacia la chimenea. En este momento, la corriente de borde alrededor de la región de enfriamiento se vuelve baroclínicamente inestable y la flotabilidad lateralmente es transferida por los remolinos de inestabilidad. Si los remolinos son lo suficientemente intensos, la profundización de la chimenea será limitada. En este límite, cuando el flujo de flotabilidad lateral equilibra completamente la pérdida de flotabilidad de la superficie del mar, se puede establecer un estado cuasi-estacionario: ^{[2] [14]} Al resolver la ecuación anterior, se puede encontrar que la profundidad final de la chimenea convectiva es: En consecuencia, la profundidad de mezcla final depende de la fuerza del enfriamiento, el radio del enfriamiento y la estratificación. Por lo tanto, la profundidad de mezcla final no depende directamente de la velocidad de rotación. Sin embargo, la inestabilidad baroclínica es una consecuencia del viento térmico, que depende fundamentalmente de la rotación. ^[14] La escala de longitud de los remolinos baroclínicos, que se supone que está determinada por el radio de deformación de Rossby, se escala como: ^[14] ${\displaystyle {\sqrt {t}}}$ $${\displaystyle \int _{S_{top}}^{}B_{o}dS=\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS}$$ $${\displaystyle h_{final}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{N}},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\gamma =\left({\frac {1}{2\alpha '}}\right)^{1/3}}$$

Las etapas y propiedades del proceso de convección

$${\displaystyle L_{eddy,final}={\frac {Nh_{final}}{f}}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{f}}}$$Lo cual depende de la velocidad de rotación f pero es independiente de la estratificación ambiental.

El tiempo mínimo que la chimenea necesita para alcanzar el estado de cuasi-equilibrio es equivalente al tiempo que necesita para alcanzar la profundidad y es igual a: ^[14] La escala de tiempo final es independiente de la velocidad de rotación, aumenta con el radio de la región de enfriamiento r y disminuye con el flujo de flotabilidad superficial B _o. Según Visbeck et al. (1996), las constantes de proporcionalidad γ y β se encuentran iguales a 3,9 ± 0,9 y 12 ± 3 respectivamente, a través de experimentos de laboratorio. ^[14] ${\displaystyle h_{final}}$ $${\displaystyle t_{final}=\beta \left({\frac {r_{o}^{2}}{B_{o}}}\right)^{1/3},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\beta ={\frac {\gamma ^{2}}{2}}}$$

Conos

Finalmente, el enfriamiento de la superficie y la actividad convectiva cesan. Por lo tanto, la chimenea de agua fría homogeneizada se erosiona en varias estructuras cónicas pequeñas, llamadas conos, que se propagan hacia afuera. Los conos viajan hacia afuera, llevando agua fría lejos del área de enfriamiento. A medida que pasa el tiempo y los conos se dispersan, la magnitud de la corriente de borde disminuye. Las corrientes asociadas con los conos se intensifican y son ciclónicas en la superficie, mientras que son más débiles y anticiclónicas a bajas profundidades. ^[15]

Efectos del calentamiento global sobre la convección oceánica

La actividad convectiva profunda en el mar de Labrador ha disminuido y se ha vuelto más superficial desde principios del siglo XX debido a la variabilidad de baja frecuencia de la oscilación del Atlántico Norte . Una atmósfera más cálida calienta las aguas superficiales para que no se hundan y se mezclen con las aguas más frías que se encuentran debajo. El descenso resultante no se produce de forma abrupta, sino escalonada. En concreto, se han registrado dos descensos graves de la actividad convectiva profunda, durante los años 1920 y 1990. ^[16]

De manera similar, en el mar de Groenlandia, durante los últimos 30 años se han observado capas de mezcla profundas menos profundas debido a la caída de la fuerza atmosférica invernal. El derretimiento de la capa de hielo de Groenlandia también podría contribuir a una extinción aún más temprana de la convección profunda. El endulzamiento de las aguas superficiales debido al aumento del agua de deshielo de la capa de hielo de Groenlandia tiene una menor densidad, lo que dificulta la convección oceánica. ^[17] La ​​reducción de la mezcla convectiva profunda invernal en el Atlántico Norte da como resultado el debilitamiento de la AMOC.

Referencias

1. Wadhams, P.; Holfort, J.; Hansen, E.; Wilkinson, JP (2002). "Una chimenea convectiva profunda en el mar de Groenlandia en invierno". Geophysical Research Letters . 29 (10): 76–1–76-4. Código Bibliográfico :2002GeoRL..29.1434W. doi : 10.1029/2001GL014306 . ISSN  1944-8007.
2. Kovalevsky, DV; Bashmachnikov, IL; Alekseev, GV (2020). "Formación y descomposición de una chimenea convectiva profunda". Modelado oceánico . 148 : 101583. Código Bib : 2020OcMod.14801583K. doi : 10.1016/j.ocemod.2020.101583 . ISSN  1463-5003.
3. The Lab Sea, Group (1998). "El experimento de convección profunda del mar de Labrador". Boletín de la Sociedad Meteorológica Americana . 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=tiene nombre genérico ( ayuda )
4. Holdsworth, Amber M.; Myers, Paul G. (15 de junio de 2015). "La influencia del forzamiento atmosférico de alta frecuencia en la circulación y la convección profunda del mar de Labrador". Journal of Climate . 28 (12): 4980–4996. Bibcode :2015JCli...28.4980H. doi : 10.1175/JCLI-D-14-00564.1 . ISSN  0894-8755.
5. Schott, F.; Visbeck, M.; Send, U. (1994), Malanotte-Rizzoli, Paola ; Robinson, Allan R. (eds.), "Convección profunda en océano abierto, mares Mediterráneo y de Groenlandia", Procesos oceánicos en la dinámica climática: ejemplos globales y mediterráneos , NATO ASI Series, Dordrecht: Springer Netherlands, págs. 203-225, doi :10.1007/978-94-011-0870-6_9, ISBN 978-94-011-0870-6, consultado el 7 de mayo de 2021
6. Margirier, Félix; Bosse, Anthony; Testor, Pierre; L'Hévéder, Blandine; Mortier, Laurent; Smeed, David (2017). "Caracterización de columnas convectivas asociadas con la convección profunda oceánica en el Mediterráneo noroccidental a partir de datos in situ de alta resolución recopilados por planeadores". Revista de investigación geofísica: océanos . 122 (12): 9814–9826. Bibcode :2017JGRC..122.9814M. doi : 10.1002/2016JC012633 . ISSN  2169-9291. S2CID  134732376.
7. Akitomo, K.; Awaji, T.; Imasato, N. (1995). "Convección profunda en mar abierto en el mar de Weddell: experimentos numéricos bidimensionales con un modelo no hidrostático". Investigación en aguas profundas, parte I: Documentos de investigación oceanográfica . 42 (1): 53–73. Bibcode :1995DSRI...42...53A. doi :10.1016/0967-0637(94)00035-Q. ISSN  0967-0637.
8. Van Westen, RM; Dijkstra, HA (2020). "Inicio de convección profunda en el subsuelo cerca de Maud Rise" (PDF) . Ocean Science Discussions : 1–15.
9. Jones, Helen. "Convección profunda en mar abierto". puddle.mit.edu . Consultado el 7 de mayo de 2021 .
10. Marshall, John; Schott, Friedrich (febrero de 1999). "Convección en mar abierto: observaciones, teoría y modelos". Reseñas de Geofísica . 37 (1): 1–64. Bibcode :1999RvGeo..37....1M. doi : 10.1029/98RG02739 .
11. Paluszkiewicz, T.; Garwood, RW; Denbo, Donald W. (1994). "Plumas convectivas profundas en el océano". Oceanografía . 7 (2): 34–44. doi : 10.5670/oceanog.1994.01 . hdl : 10945/43394 .
12. Paluszkiewicz, T.; Romea, RD (1997). "Un modelo unidimensional para la parametrización de la convección profunda en el océano". Dinámica de atmósferas y océanos . 26 (2): 95–130. Bibcode :1997DyAtO..26...95P. doi :10.1016/S0377-0265(96)00482-4. ISSN  0377-0265.
13. Send, Uwe; Marshall, John (1995). "Efectos integrales de la convección profunda". Revista de Oceanografía Física . 25 (5): 855–872. Bibcode :1995JPO....25..855S. doi : 10.1175/1520-0485(1995)025<0855:IEODC>2.0.CO;2 . ISSN  0022-3670.
14. Visbeck, Martin; Marshall, John; Jones, Helen (1996). "Dinámica de regiones convectivas aisladas en el océano". Revista de Oceanografía Física . 26 (9): 1721–1734. Bibcode :1996JPO....26.1721V. doi : 10.1175/1520-0485(1996)026<1721:DOICRI>2.0.CO;2 . ISSN  0022-3670.
15. Jones, Helen; Marshall, John (1993). "Convección con rotación en un océano neutro: un estudio de la convección profunda en mar abierto". Journal of Physical Oceanography . 23 (6): 1009–1039. Bibcode :1993JPO....23.1009J. doi : 10.1175/1520-0485(1993)023<1009:CWRIAN>2.0.CO;2 . ISSN  0022-3670.
16. Brodeau, Laurent; Koenigk, Torben (1 de mayo de 2016). "Extinción de la convección profunda oceánica del norte en un conjunto de simulaciones de modelos climáticos de los siglos XX y XXI". Climate Dynamics . 46 (9): 2863–2882. Bibcode :2016ClDy...46.2863B. doi : 10.1007/s00382-015-2736-5 . ISSN  1432-0894. S2CID  73579392.
17. Moore, GWK; Våge, K.; Pickart, RS; Renfrew, I. A (2015). "Disminución de la intensidad de la convección en alta mar en los mares de Groenlandia e Islandia" (PDF) . Nature Climate Change . 5 (9): 877–882. ​​Bibcode :2015NatCC...5..877M. doi :10.1038/nclimate2688. hdl : 1956/16722 .

Otras fuentes

• Marshall, J.; Schott, F. (1999). "Convección en mar abierto: observaciones, teoría y modelos". Reseñas de Geofísica . 37 (1): 1–64. Bibcode :1999RvGeo..37....1M. doi : 10.1029/98RG02739 .
• Lazier, J.; Hendry, R.; Clarke, A.; Yashayaev, I.; Rhines, P. (2002). "Convección y reestratificación en el mar de Labrador". Investigación en aguas profundas, parte I: Documentos de investigación oceanográfica . 49 (10): 1819–1835. doi :10.1016/S0967-0637(02)00064-X.