Ola de Rossby

Las ondas de Rossby , también conocidas como ondas planetarias , son movimientos de ondas a gran escala en el océano o en la atmósfera terrestre .

El principio físico subyacente a las ondas planetarias es la conservación de la vorticidad potencial . Si una partícula líquida en el aire o el agua en la superficie de una esfera giratoria no se desplaza paralelamente al eje de rotación , será desviada por la aceleración de Coriolis , cuyos parámetros dependen de la latitud geográfica . La vorticidad potencial cambiante provoca una fuerza restauradora que es proporcional al desplazamiento desde la posición inicial de la partícula. Esto conduce a una oscilación meridional con una velocidad de fase hacia el oeste .

Sydney Samuel Hough fue el primero en formular las ecuaciones para el movimiento de ondas planetarias en una esfera giratoria en 1897 y discutió las soluciones en coordenadas esféricas . Las ondas llevan el nombre de Carl-Gustaf Rossby , quien desarrolló una solución aproximada en coordenadas cartesianas para el problema .

Ondas atmosféricas de Rossby

En la imagen general de la circulación planetaria de las masas de aire de la atmósfera de la Tierra están las ondas de Rossby como un curso serpenteante de corrientes de chorro polar a lo largo del límite de la masa de aire entre el aire polar frío de la célula polar y el aire significativamente más cálido de la célula Ferrel en el norte . y en menor medida también en el hemisferio sur de la tierra observable.

Ondas de Rossby en la corriente en chorro:
a, b: inicio de la formación de ondas
c: inicio de la separación de una gota de aire frío
azul / naranja: masas de aire frío / cálido

Las corrientes en chorro surgen como resultado de movimientos compensatorios globales entre diferentes regímenes de temperatura o áreas de alta y baja presión . Debido al gradiente térmico irregular, el límite de la masa de aire entre el aire cálido subtropical y el frío polar no corre en línea recta, sino que serpentea. El límite de masa de aire ondulado resultante se llama onda de Rossby y se muestra en la figura adyacente. En realidad, el plegamiento de la corriente en chorro del frente polar es inconsistente y no se enrolla continuamente alrededor de todo el hemisferio. Se puede ver una imagen actual de las serpenteantes bandas de la corriente en chorro en los enlaces web.

La corriente en chorro también arrastra las capas inferiores de aire con ella, con áreas dinámicas de baja presión (ciclones) en la dirección del polo (torcido en sentido antihorario por encima de los 'valles de las olas', los llamados valles ) y en la dirección del ecuador alto. áreas de presión ( torcidas en el sentido de las agujas del reloj debajo de las 'crestas de las olas', las llamadas crestas ). Estas áreas de baja presión, como la Depresión de Islandia , juegan un papel importante en el clima de Europa Central, ya que sus sistemas frontales conducen a un cambio característico en el clima .

Dado que estas turbulencias son causadas principalmente por obstáculos continentales y estos son mucho más pronunciados en el hemisferio norte que en el hemisferio sur, este efecto y por lo tanto también las ondas de Rossby son mucho más fuertes en el hemisferio norte.

"Un mecanismo de resonancia sutil que mantiene las ondas en las latitudes medias y las amplifica significativamente" fue la causa del aumento en el número de eventos climáticos extremos en el verano desde el cambio de milenio, como la ola de calor récord en 2010 en Europa del Este. , que resultó en pérdidas de cosechas y devastadores incendios forestales alrededor de Moscú.

Olas oceánicas de Rossby

Las ondas de Rossby juegan un papel importante en la dinámica subinertial del océano. Permiten una circulación oceánica estacionaria impulsada por el viento y dan forma a su forma de una manera característica, influyen en las propiedades de los remolinos de mesoescala en el océano y juegan un papel importante en la propagación de señales oceánicas-climáticas, por ejemplo en los eventos ENOS (El Niño-Oscilación Sur).

Son estimulados en el interior de la cuenca oceánica por variaciones espaciales en el viento de superficie y por fluctuaciones de la presión del aire en la superficie del mar, o son emitidos desde las costas que corren meridionalmente como reacción a fluctuaciones temporales en el viento y la presión del aire. campos. Las ondas largas de Rossby se emiten desde la orilla este y las ondas cortas de Rossby se emiten desde la orilla oeste. Debido a su tiempo de tránsito a través de la cuenca oceánica de este a oeste, determinan el tiempo de reacción característico para el establecimiento de una circulación oceánica estacionaria después de cambios en el patrón del viento impulsor a lo largo del tiempo.

Aunque la existencia de las ondas de Rossby fue probada teóricamente hace más de 100 años, no fue hasta finales del siglo XX que se confirmó su existencia mediante métodos convencionales de observación oceanográfica dentro de la columna de agua y mediante altimetría satelital en el mar. superficie en todos los océanos y en todas las latitudes.

Descripción matemática

Las ondas de Rossby son movimientos sub-inerciales que se encuentran en equilibrio cuasi- geostrófico después del ajuste geostrófico en una esfera giratoria. Su característica especial es que la divergencia del flujo cuasi-geostrófico no desaparece exactamente debido a la expansión espacial del patrón de presión asociado y el cambio espacial en el parámetro de Coriolis . Esto da como resultado un cambio lento en el campo de presión a lo largo del tiempo en forma de onda de Rossby.

Consideramos las propiedades de la onda de Rossby lineal en un océano infinitamente extenso y sin fricción con un fondo plano en la profundidad de la tierra que gira a velocidad angular.${\ Displaystyle z = -H}$${\ Displaystyle {\ vec {\ Omega}}}$

Las ecuaciones promediadas verticalmente para los componentes de velocidad horizontal del fluido hidrostático son

${\ estilo de visualización {\ frac {\ u parcial} {\ t parcial}} - fv = -g {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial x}}}$,

${\ estilo de visualización {\ frac {\ parcial v} {\ parcial t}} + fu = -g {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial y}}}$.

En las ecuaciones están:

• ${\ Displaystyle t \,}$: el tiempo
• ${\ Displaystyle x, y, z \,}$: las coordenadas de un sistema de coordenadas en ángulo recto con el punto cero al nivel del mar en la latitud de referencia geográfica , p. ej. B. positivamente hacia el este, positivamente hacia el norte y positivamente dirigida contra la gravedad.${\ Displaystyle \ varphi _ {0}}$
• ${\ Displaystyle u, v \,}$: las componentes horizontales del vector velocidad en la dirección de los ejes xey.
• ${\ Displaystyle \ eta}$: la desviación de la superficie del mar desde la posición de reposo.
• ${\ Displaystyle f = 2 \ Omega \ sin \ varphi}$, el parámetro de Coriolis .

Para tener en cuenta el cambio espacial del parámetro de Coriolis, debe expandirse en una serie de Taylor alrededor del ancho de referencia cuando se usa un sistema de coordenadas cartesianas , que se rompe después del término lineal ${\ Displaystyle \ varphi _ {0}}$

${\ Displaystyle f (y) = f (\ varphi _ {0}) + {\ frac {2 \ Omega \ cos \ varphi _ {0}} {R}} y = f (\ varphi _ {0}) + \ beta y}$.

Aquí está el radio de la esfera y el parámetro beta, que es igual al gradiente meridional del parámetro de Coriolis en el ancho de referencia. Las siguientes derivaciones siempre se basan en la dependencia lineal del parámetro de Coriolis en la coordenada y. ${\ Displaystyle R \,}$${\ Displaystyle \ beta = {\ frac {2 \ Omega \ cos \ varphi _ {0}} {R}}}$

Para la ecuación de continuidad del fluido considerado incompresible, obtenemos

${\ estilo de visualización {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial t}} + H \ izquierda ({\ frac {\ parcial u} {\ parcial x}} + {\ frac {\ parcial v} {\ parcial y }} \ right) = 0}$,

Para obtener una ecuación para la deflexión de la superficie del mar, se forma la divergencia de las componentes horizontales del momento teniendo en cuenta la variación meridional de y se utiliza la ecuación de continuidad. ${\ Displaystyle f (y)}$

${\ estilo de visualización {\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial t ^ {2}}} - c ^ {2} \ izquierda ({\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial x ^ {2}}} + {\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial y ^ {2}}} \ derecha) + fH \ zeta - \ beta Hu = 0}$,

donde es la velocidad de fase de una onda larga en la tierra no giratoria y ${\ Displaystyle c ^ {2} = gH}$

${\ Displaystyle \ zeta = {\ frac {\ parcial v} {\ parcial x}} - {\ frac {\ parcial u} {\ parcial y}}}$,

el componente vertical de la rotación del campo de velocidad.

En el caso de un líquido en rotación, la ecuación anterior sugiere tener en cuenta el cambio en la rotación del campo de velocidad horizontal. Para este propósito, formamos la rotación de las ecuaciones de cantidad de movimiento a partir de las cuales la ecuación para el cambio de tiempo de la componente vertical de la rotación de la velocidad, es decir

${\ estilo de visualización {\ frac {\ parcial \ zeta} {\ parcial t}} + f \ izquierda ({\ frac {\ parcial u} {\ parcial x}} + {\ frac {\ parcial v} {\ parcial y }} \ derecha) + \ beta v = 0}$,

resultados. Esto significa que el cambio en el tiempo en la tierra en rotación es igual a la divergencia negativa del movimiento horizontal, expandido en una proporción proporcional al movimiento hacia el sur. Si se usa la ecuación de continuidad para eliminar la divergencia horizontal, el resultado es ${\ Displaystyle {\ tfrac {\ zeta} {f}}}$

${\ estilo de visualización {\ frac {\ parcial} {\ parcial t}} \ izquierda ({\ frac {\ zeta} {f}} - {\ frac {\ eta} {H}} \ derecha) + {\ frac { \ beta} {f}} v = 0}$.

Esta ecuación es la forma linealizada de la ecuación para la conservación de la vorticidad potencial de un líquido homogéneo en una esfera giratoria. Se puede resumir en la siguiente forma generalizada

${\ Displaystyle {\ frac {\ mathrm {d}} {\ mathrm {d} t}} {\ frac {f + \ zeta} {H + \ eta}} = 0}$

Expresa que la vorticidad potencial conserva su valor inicial en cada punto en todo momento. La forma linealizada de la conservación de la vorticidad lineal se obtiene si se asume y. Si bien la primera suposición es válida en casi todas partes del océano, la segunda suposición solo es válida si y por lo tanto lo es, es decir, H. la velocidad geostrófica es pequeña en comparación con la velocidad de fase de la onda larga en la tierra no giratoria. Este es ciertamente siempre el caso de las ondas barotrópicas de Rossby, pero no de las ondas baroclínicas de Rossby en el área de las corrientes del borde occidental, p. Ej. B. la Corriente del Golfo . ${\ Displaystyle \ eta \ ll H}$${\ Displaystyle \ zeta \ ll f}$${\ Displaystyle {\ frac {u} {R_ {R}}} \ ll f}$${\ Displaystyle {\ frac {u} {c}} \ ll 1}$

Si se deriva la ecuación para la deflexión de la superficie del mar nuevamente de acuerdo con el tiempo, el resultado es

${\ estilo de visualización \ izquierda ({\ frac {\ parcial ^ {2}} {\ parcial t ^ {2}}} + f ^ {2} \ derecha) {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial t} } -c ^ {2} {\ frac {\ parcial} {\ parcial t}} \ izquierda ({\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial x ^ {2}}} + {\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial y ^ {2}}} \ derecha) -H \ beta \ izquierda (fv + {\ frac {\ parcial u} {\ parcial t}} \ derecha) = 0}$.

Ahora consideramos los movimientos sub-inerciales que se adaptan geostróficamente bajo la radiación de las ondas de Poincaré . Debido a la siguiente negligencia, las ondas de Poincaré se filtran fuera de las ecuaciones de movimiento del líquido del océano. Entonces se aplican las siguientes aproximaciones:

${\ Displaystyle {\ frac {\ parcial ^ {2}} {\ parcial t ^ {2}}} \ ll f ^ {2}}$,

${\ displaystyle fv = g {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial x}}}$

O {u} = O {v}.

Esto nos da una ecuación para la deflexión de la superficie del mar por movimientos sub-inerciales en la tierra en rotación, a saber, por ondas de Rossby,

${\ estilo de visualización f ^ {2} {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial t}} - c ^ {2} {\ frac {\ parcial} {\ parcial t}} \ izquierda ({\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial x ^ {2}}} + {\ frac {\ parcial ^ {2} \ eta} {\ parcial y ^ {2}}} \ derecha) - \ beta c ^ {2} {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial x}} = 0}$.

La relación de dispersión de las ondas de Rossby

Si uno toma una desviación de la superficie del mar en forma de onda que se propaga horizontalmente

${\ Displaystyle \ eta = \ eta _ {0} e ^ {i (\ omega t-kx-ly)}}$

e inserta esta forma en la ecuación de movimiento para la onda de Rossby, la relación de dispersión para la onda de Rossby da como resultado

${\ Displaystyle \ omega = - \ beta R_ {R} {\ frac {kR_ {R}} {1+ (k ^ {2} + l ^ {2}) R_ {R} ^ {2}}}}$

Hay un barotrópico y un múltiplo entero de los radios baroclínicos de Rossby , que están dados por las respectivas velocidades de fase de la onda larga correspondiente en la tierra no giratoria y el parámetro de Coriolis. Para los océanos, el radio barotrópico de Rossby es del orden de 2000 km. Los mapas actuales de la distribución global del primer radio baroclínico de Rossby se pueden encontrar en Chelton et al. (1998); es de unos 10 km en latitudes medias. El modo barotrópico de la onda de Rossby se extiende a muchos metros por segundo, de modo que atraviesa una cuenca oceánica típica en unas pocas semanas. Sin embargo, los modos baroclínicos más lentos son importantes para la dinámica del océano. Se esparcen a velocidades del orden de magnitud de 1 a 10 cm / sy tardan más tiempo (años) en cruzar una cuenca oceánica. ${\ Displaystyle R _ {\ mathrm {R}} = {\ frac {c} {f}}}$${\ Displaystyle R_ {R0}}$${\ Displaystyle R_ {R1}}$

La velocidad de las partículas en ondas de Rossby.

El campo de velocidad asociado con la onda de Rossby resulta en una buena aproximación de las ecuaciones cuasi-geostróficas

${\ Displaystyle u = {\ frac {gl} {f}} \ eta \ left (\ omega t-kx-ly + {\ frac {\ pi} {2}} \ right)}$

y

${\ Displaystyle v = - {\ frac {gk} {f}} \ eta \ left (\ omega t-kx-ly + {\ frac {\ pi} {2}} \ right)}$.

Debido a la adaptación geostrófica de las ondas de Rossby, la corriente se dirige paralela a las crestas y valles de las ondas. Las pequeñas proporciones ageostróficas de las velocidades de las partículas de las ondas de Rossby resultan de la dependencia de la latitud del parámetro de Coriolis de tal manera que las velocidades hacia el ecuador son más altas que hacia los polos. Esto conduce a una convergencia al oeste de una cresta de alta presión y, por lo tanto, a un aumento de presión allí con la consecuencia de un desplazamiento hacia el oeste del patrón de onda.

La divergencia planetaria de las ondas de Rossby

Si calculamos la divergencia para un líquido adaptado geostróficamente en una esfera giratoria e insertamos el resultado en la ecuación de continuidad, obtenemos la ecuación de continuidad

${\ Displaystyle {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial t}} - {\ frac {\ beta} {f ^ {2}}} c ^ {2} {\ frac {\ parcial \ eta} {\ parcial x}} = 0}$.

Esto significa que la divergencia de un fluido cuasi geostrófico en una esfera giratoria generalmente no desaparece y, por lo tanto, da como resultado un cambio en la presión a lo largo del tiempo, lo que provoca otro movimiento de onda, a saber, las ondas planetarias o de Rossby. De la ecuación anterior también se deduce que hay dos casos especiales en los que la divergencia del movimiento cuasi-geostrófico en una esfera giratoria desaparece. Un caso se aplica a los polos donde está. El otro caso se aplica a los campos de presión que no tienen un gradiente zonal. ${\ Displaystyle \ beta = 0}$

El potencial y la energía cinética de las ondas de Rossby.

La densidad de energía potencial de la onda de Rossby viene dada por la expresión correspondiente para la onda de aguas poco profundas, a saber ${\ Displaystyle E _ {\ mathrm {p}} \,}$

${\ Displaystyle E _ {\ mathrm {p}} = {\ frac {\ rho} {2}} g {\ bar {\ eta ^ {2}}}}$.

La barra aquí denota el valor medio en una longitud de onda. La densidad de energía cinética de la onda resulta de la integración de la energía cinética local en toda la columna de agua, es decir. ${\ Displaystyle E _ {\ mathrm {k}}}$

${\ displaystyle E _ {\ mathrm {k}} = {\ frac {\ rho} {2}} H \ left ({\ bar {u ^ {2}}} + {\ bar {v ^ {2}} } \ right) = {\ frac {\ rho} {2f ^ {2}}} g ^ {2} H \ left (k ^ {2} + l ^ {2} \ right) {\ bar {\ eta ^ {2}}}}$.

La relación entre la densidad de energía cinética y potencial es

${\ Displaystyle {\ frac {E_ {k}} {E_ {p}}} = {\ frac {gH} {f ^ {2}}} \ left (k ^ {2} + l ^ {2} \ right ) = \ kappa _ {H} ^ {2} R_ {R} ^ {2}}$.

Aquí está el número de onda horizontal. De esto se deduce que la densidad de energía potencial es mucho mayor que la cinética para las ondas de Rossby largas, cuyas longitudes de onda son mucho mayores que el radio de Rossby. Ambas densidades de energía son las mismas para las ondas de Rossby con la frecuencia máxima y la densidad de energía cinética es mayor que el potencial para las ondas de Rossby con longitudes de onda mucho más pequeñas que el radio de Rossby. ${\ Displaystyle \ kappa _ {H}}$

El rango de frecuencia de las ondas de Rossby.

De la relación de dispersión de las ondas de Rossby se deduce que generalmente son dispersivas. De él se pueden derivar una gran cantidad de sus propiedades.

Relación de dispersión de los primeros modos de una onda baroclínica de Rossby a 30 ° de latitud.

Dado que la frecuencia en la relación de dispersión depende del cuadrado de la onda meridional número l, es posible una propagación de fase de las ondas de Rossby tanto hacia el norte como hacia el sur. La dependencia lineal de la frecuencia del número de onda zonal k de la onda de Rossby, por otro lado, solo permite la propagación de fase en dirección oeste. En términos generales, la propagación de fase solo es posible en el hemisferio occidental.

Período mínimo del primer modo baroclínico de una onda de Rossby de las latitudes medias.

La relación de dispersión también establece que las ondas de Rossby tienen una frecuencia máxima para el vector de número de onda y . La frecuencia máxima de la onda de Rossby es para este vector de número de onda ${\ Displaystyle l _ {\ mathrm {max}} = 0}$${\ Displaystyle k _ {\ mathrm {max}} = - {\ frac {1} {R_ {R}}}}$

${\ Displaystyle \ omega _ {\ mathrm {max}} = {\ frac {1} {2}} \ beta R _ {\ mathrm {R}} = {\ frac {1} {2}} \ beta {\ frac {c} {f}}}$.

Disminuye al aumentar el ancho en la dirección de los polos. La brecha espectral entre las ondas de Poincaré y las ondas de Rossby aumenta en la dirección de los polos. Alternativamente, también se puede decir que a una onda de Rossby con una frecuencia o período determinados se le asigna un ancho inverso, de modo que ya no puede existir hacia el polo de este ancho. La figura de la derecha muestra que un período determinado solo puede existir ecuatorialmente hacia una latitud máxima. Por ejemplo, una onda baroclínica de Rossby con un período de un año solo puede existir hacia el ecuador de aproximadamente 45 ° de latitud.

La velocidad de grupo de las ondas de Rossby.

En contraste con la velocidad de fase , es decir, la velocidad de la cresta de una ola, que tiene solo unos pocos centímetros de altura en la superficie del agua, pero en la que las termoclinas generalmente tienen varios metros, la velocidad de grupo , es decir, la dirección de propagación de los paquetes de olas y por lo tanto de transporte de energía, es posible en cualquier dirección. Las velocidades típicas son del orden de unos pocos centímetros por segundo. Los componentes meridionales de las velocidades de grupo y de fase son siempre opuestos. El hecho de que un paquete de ondas de Rossby se propague hacia el este o hacia el oeste depende de sus longitudes de onda . Longitudes de onda cortas, es decir H. extendido hacia el este, mientras que las longitudes de onda largas, es decir, H. tener un transporte de energía hacia el oeste. La velocidad de grupo tiene dos máximos para un número de onda meridional dado . Porque es uno de los máximos y es . Dado que la relación de dispersión para esta combinación de números de onda está libre de dispersión, las ondas de Rossby largas se propagan sin dispersión con la máxima velocidad de grupo hacia el oeste. El segundo máximo de la velocidad de grupo está en el número de onda y y es . A partir de una perturbación de presión cuasi-geostrófica espacialmente aislada en la forma de un paquete de ondas, un frente de ondas Rossby largas sin dispersión se extiende hacia el oeste a la velocidad máxima de grupo , mientras que un segundo frente dispersivo de ondas Rossby cortas se extiende hacia el este. a un octavo de la velocidad de grupo de las ondas largas. Entre estos dos frentes queda una onda de Rossby con una velocidad de grupo de fuga, que tiene la longitud de onda y la frecuencia indicadas anteriormente . ${\ Displaystyle k ^ {2} + l ^ {2}> R _ {\ mathrm {R}} ^ {- 2}}$${\ Displaystyle k ^ {2} + l ^ {2} <R_ {R} ^ {- 2}}$${\ Displaystyle l \,}$${\ Displaystyle l = 0 \,}$${\ Displaystyle k = 0 \,}$${\ Displaystyle c _ {\ mathrm {gr, max, 1}} = - \ beta R _ {\ mathrm {R}} ^ {2}}$${\ Displaystyle l = 0 \,}$${\ Displaystyle k ^ {2} R _ {\ mathrm {R}} ^ {2} = 3}$${\ Displaystyle c _ {\ mathrm {gr, max, 2}} = {\ frac {\ beta} {8}} R _ {\ mathrm {R}} ^ {2}}$${\ Displaystyle c _ {\ mathrm {gr, max, 1}} = - \ beta R _ {\ mathrm {R}} ^ {2}}$${\ Displaystyle k _ {\ mathrm {max}}}$${\ Displaystyle \ omega _ {\ mathrm {max}}}$

Tiempo de propagación del frente de la primera moda de ondas baroclínicas largas de Rossby sobre la distancia de un Rossby_Radius en función de la latitud geográfica.

Si existe un valle de presión o una cresta con el ancho característico de un radio de Rossby en la orilla este de un océano, como es típico de las ondas de Kelvin o las corrientes en chorro costeras, un frente de largas ondas de Rossby se propaga hacia el oeste hacia el océano abierto al máximo. velocidad de grupo. Cuando el frente ha penetrado más allá de un radio de Rossby en el océano, comienza a ampliar el patrón de presión hacia el oeste, reduciendo la velocidad ajustada geostróficamente en la capa límite costera. El tiempo característico para atravesar la zona costera es . La dependencia de este tiempo característico de la latitud geográfica se muestra en la figura adyacente y, aparte del factor de proporcionalidad, es la misma que la del período mínimo de la onda de Rossby. Si bien el tiempo característico es de solo unos pocos días en latitudes tropicales, es de alrededor de tres semanas en latitudes subtropicales y de dos meses en latitudes subpolares. ${\ Displaystyle T_ {R} = {\ frac {R _ {\ mathrm {R}}} {c _ {\ mathrm {gr, max, 1}}}} = {\ frac {1} {\ beta R _ {\ mathrm {R}}}}}$${\ Displaystyle 4 \ pi}$

Una perturbación de presión en una costa occidental del océano no se ve afectada por las olas de Rossby durante un tiempo 8 veces más largo, ya que la velocidad máxima del grupo dirigida hacia el este es correspondientemente más lenta. Las ondas de Rossby conducen así a una asimetría este-oeste en las reacciones dinámicas de un océano.

Ola de Rossby y circulación oceánica estacionaria

Las olas de Rossby juegan un papel esencial en el establecimiento de un estado estable de circulación oceánica impulsada por el viento . La circulación atmosférica en la superficie del mar genera una alteración de la presión en forma de cordilleras de alta presión o barrancos de baja presión que aumenta con el tiempo a través del transporte Ekman . En la orilla este del océano, estos desencadenan un frente de onda de Rossby que se propaga hacia el oeste a la máxima velocidad de grupo. Detrás del frente de onda, la dinámica cambia de un equilibrio Ekman a un equilibrio Sverdrup, es decir, H. siempre que la divergencia del transporte de Ekman sea compensada por la flotabilidad o el hundimiento, la perturbación de la presión aumenta. Detrás del frente de onda de Rossby, la divergencia del transporte de Ekman se equilibra con la divergencia planetaria del componente meridional de la circulación oceánica y, por lo tanto, se establece un estado estable, el régimen de Sverdrup. El tiempo característico para establecer una circulación oceánica estacionaria es, por tanto, el tiempo que tarda el frente de onda de Rossby en viajar desde la orilla este del océano hasta cualquier punto del océano. Crece linealmente desde el este hasta la orilla oeste, lo que significa que las perturbaciones de presión provocadas por el viento en la parte occidental del océano pueden crecer más hasta que se fijen más o menos con la llegada del frente de onda de Rossby.

Esto explica la asimetría observada en los océanos entre el borde este lento y ancho y las corrientes estrechas e intensas del borde oeste de los remolinos oceánicos que componen las diversas ramas de la circulación oceánica. El tiempo de respuesta completo para el cese de la circulación estacionaria es el tiempo de propagación del frente de onda de Rossby desde el este hasta la orilla oeste, que es del orden de meses en las latitudes ecuatoriales y de uno a varios años en las latitudes subtropicales y superiores.

Observaciones de las olas oceánicas de Rossby

Durante muchas décadas, a los oceanógrafos les ha resultado difícil tener una teoría aceptada de las ondas de Rossby, pero no una observación directa de este importante fenómeno. Las escalas espaciales y temporales inherentes a las olas dificultaron la observación in situ de las olas con la tecnología de medición disponible en ese momento. Emery y Magaard (1976) y White (1977) obtuvieron la primera evidencia de la existencia de ondas planetarias baroclínicas en el océano midiendo las variaciones en la profundidad de las isotermas en el interior del océano, que son del orden de magnitud de 10 m. Sin embargo, las restricciones restantes en el muestreo espacial y temporal de los patrones de ondas de propagación aún no podían proporcionar las características requeridas de los patrones de ondas y su propagación.

El uso de altímetros en satélites en órbita como plataforma portadora hizo posible observar las propiedades detalladas de las ondas de Rossby midiendo su firma en la superficie del mar. Las mediciones del altímetro deben cumplir los siguientes requisitos para determinar las propiedades de las ondas de Rossby:

• La precisión de la medición de la deflexión de la superficie del mar debe ser suficiente para registrar una señal de unos pocos cm.
• La longitud de la serie de tiempo y el patrón de muestreo espacial y temporal de la deflexión de la superficie del mar deben corresponder a las variaciones espaciales y temporales características de las olas de Rossby.
• A partir del conjunto de datos obtenido, debe ser posible identificar y eliminar otras causas de la deflexión de la superficie del mar debido a sus patrones espaciales y temporales que difieren de los de las ondas planetarias. Esto, a su vez, requiere patrones de exploración tales que no se proyecten errores de exploración en el rango de escala de las ondas planetarias.

El inicio de TOPEX / Poseidon (T / P) en 1992 marcó el comienzo de una nueva era en la observación de ondas planetarias desde el espacio. El patrón de sus órbitas de la tierra, que se repite exactamente cada 10 días, fue especialmente diseñado para evitar el alias de marea en el rango de escala de las ondas de Rossby. Las primeras investigaciones basadas en mediciones de T / P identificaron ondas de Rossby en varias regiones del océano mundial. El extenso estudio de Chelton y Schlax (1996) mostró la ubicuidad de las ondas de Rossby y demostró que tienden a propagarse más rápido en latitudes medias de lo que predice la teoría lineal. La misión TOPEX / Poseidon fue continuada por las siguientes misiones Jason 1 y Jason 2 en 2001 y 2008, respectivamente.

La teoría de las ondas planetarias se amplió para incluir la corriente baroclínica de fondo y la variación en la topografía del fondo del océano. Las velocidades de propagación de las ondas planetarias predichas por la teoría ampliada están en gran parte de acuerdo con las observaciones.

Además de los altímetros, las firmas de las olas oceánicas de Rossby también se han detectado midiendo la temperatura de la superficie del mar (SST) de los satélites. La firma térmica de las olas de Rossby no es una representación tan directa de las propiedades de las olas como la del desplazamiento de la superficie del mar. Sin embargo, es importante porque determina las escalas temporales y espaciales de la interacción térmica entre el océano y la atmósfera, lo que a su vez es importante para la variación del clima.

En las mediciones de la distribución oceánica de la concentración de clorofila-a , el satélite encontró patrones que corresponden a los de las ondas planetarias. Esto sugiere que las ondas planetarias pueden influir en la dinámica de los ecosistemas marinos.

El efecto térmico y ecológico de las ondas planetarias puede por un lado por la advección de los gradientes meridionales correspondientes por medio de la velocidad de partícula de las ondas de Rossby, por otro lado por el efecto de los correspondientes flujos verticales de calor, luz y nutrientes sobre las propiedades de la capa superficial, cuyo espesor está determinado por la dinámica de las ondas de Rossby está destinado a tener lugar.

literatura

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enlaces web

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1. ↑ Clima más extremo al sacudir enormes olas en la atmósfera. Instituto de Potsdam para la Investigación del Impacto Climático, comunicado de prensa del 11 de agosto de 2014
2. ↑ Dim Coumou et al.: Regímenes de circulación cuasi-resonantes y sincronización hemisférica de clima extremo en verano boreal. En: Actas de la Academia Nacional de Ciencias . Volumen 111, No. 34, 2014, págs. 12331-12336, doi: 10.1073 / pnas.1412797111
3. ↑ B. Gill (1982)
4. ↑ | Sverdrup (1947)
5. ↑ Killworth et al., 1997; Killworth y Blundell, 2003.
6. ↑ Hill et al., 2000.
7. ↑ Cipollini et al., 2001.