Конвекция в открытом океане

Перемешивание морской воды на разных глубинах за счет мезомасштабной океанической циркуляции и сильных ветров

Конвекция открытого океана — это процесс, в котором мезомасштабная циркуляция океана и большие, сильные ветры смешивают слои воды на разных глубинах. Более пресная вода, лежащая над более соленой или более теплая над более холодной, приводит к стратификации воды или ее разделению на слои. Сильные ветры вызывают испарение, поэтому поверхность океана охлаждается, ослабляя стратификацию. В результате поверхностные воды переворачиваются и тонут, в то время как «более теплые» воды поднимаются на поверхность, начиная процесс конвекции. Этот процесс играет решающую роль в формировании как придонных , так и промежуточных вод и 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 способствует сильное атмосферное воздействие из-за термических или халинных поверхностных потоков . Это можно наблюдать в океанах, прилегающих к границам с сухими и холодными ветрами выше или льдом, вызывающими большие скрытые потоки тепла и влаги. Океаническая конвекция зависит от слабости стратификации под поверхностным смешанным слоем . Эти стратифицированные слои воды должны подняться, близко к поверхности, что приводит к их прямому воздействию интенсивного поверхностного воздействия. ^{[1] [3]}

Основные места конвекции

Глубокая конвекция наблюдается в субполярной Северной Атлантике ( Гренландское море и море Лабрадор ), в море Уэдделла в южном полушарии, а также в северо-западной части Средиземного моря . В субполярных регионах верхний смешанный слой начинает углубляться в период с поздней осени до ранней весны, когда конвекция находится на самом глубоком уровне, 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 океанической конвекции в мире. Глубокая конвекция в Лабрадорском море существенно зависит от Североатлантического колебания (NAO). Зимой, когда NAO 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 NAO океанические потери тепла из Лабрадорского моря выше, что способствует более глубокой конвекции. ^[3] Согласно Holdsworth et al. (2015), во время отрицательной фазы NAO, которая связана с отсутствием высокочастотного воздействия, средняя максимальная глубина смешанного слоя уменьшается более чем на 20%. ^[4]

Гренландское море отличается от Лабрадорского моря важной ролью льда в предварительной подготовке в период с ноября по февраль. В начале зимы лед распространяется на восток через центральную часть Гренландского моря, а отторжение рассола подо льдом увеличивает плотность поверхностного слоя. В марте, когда предварительная подготовка достаточно продвинута, а метеорологические условия благоприятны, развивается глубокая конвекция. ^[5]

В северо-западной части Средиземного моря глубокая конвекция происходит зимой, когда вода проходит необходимую предварительную подготовку потоками воздух-море, вызывающими потери плавучести на поверхности. Зимой залив Лионс регулярно подвергается атмосферному воздействию интенсивных 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 в основном связана с полыньей . Согласно Акитомо и др. (1995), Арнольд Л. Гордон был первым, кто обнаружил остатки глубокой конвекции вблизи 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, согласно Ван Вестену и Дейкстре (2020), образование полыньи поднятия Мод, которое наблюдалось в 2016 году, связано с подповерхностной конвекцией. В частности, регион поднятия Мод подвергается предварительной подготовке из-за накопления подповерхностного тепла и соли, что приводит к конвекции и благоприятствует образованию полыньи. ^[8]

Фазы конвекции

Океаническая конвекция различается по трем фазам: предварительная подготовка, глубокая конвекция и боковой обмен и распространение. Предварительная подготовка относится к периоду, в течение которого циклоническая циркуляция круговорота и сила плавучести объединяются, чтобы предрасположить конвективный участок к локальному перевороту. Участок является предкондиционированным, когда там существует латерально вытянутая глубокая область относительно слабой вертикальной стратификации плотности, и она увенчана локально неглубоким термоклином . События охлаждения приводят ко второй фазе, глубокой конвекции, в которой часть столба жидкости может переворачиваться в многочисленных струях, которые распределяют плотную поверхностную воду по вертикальной оси. Эти струи образуют однородную глубокую дымовую трубу. Во время этой фазы дымовая труба становится глубже за счет переворота струйного масштаба и геострофически корректируется . Кроме того, в какой-то момент времени потеря плавучести морской поверхности полностью компенсируется за счет переноса боковой плавучести бароклинными вихрями , которые генерируются на периферии конвективного режима, и, таким образом, может быть достигнуто квазиустойчивое состояние. Как только поверхностное воздействие уменьшается, вертикальный перенос тепла из-за конвекции ослабевает, что приводит к горизонтальному переносу, связанному с вихреобразованием в геострофическом масштабе. Баланс между воздействием морской поверхности и потоком бокового вихревого плавучести становится нестабильным. Из-за гравитации и планетарного вращения смешанная жидкость рассеивается и распространяется, что приводит к распаду дымохода. Оставшиеся части «сломанного» дымохода называются конусами. Боковой обмен и распространение также известны как фаза рестратификации. Если условия на поверхности снова ухудшаются, глубокая конвекция может возобновиться, в то время как оставшиеся конусы могут образовывать предпочтительные центры для дальнейшей глубокой конвективной активности. ^{[3] [9] [10]}

Явления, связанные с конвекцией

Схематическое изображение глубоководной конвективной трубы открытого океана. Показаны смешанное пятно (или труба), созданное конвективными струями, геострофические вихри, которые способствуют обмену жидкостью и свойствами между смешанным пятном и окружающей средой, а также периферическое граничное течение (краевое течение).

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

Перья

Шлейфы — это начальные конвективно-движимые вертикальные движения, которые формируются во время второй фазы конвекции. Они имеют горизонтальные масштабы от 100 м до 1 км, а их вертикальный масштаб составляет около 1–2 км с вертикальными скоростями до 10 см/с, которые измеряются акустическими доплеровскими профилометрами течений (ADCP). Сообщается, что временные масштабы, связанные с конвективными шлейфами, составляют от нескольких часов до нескольких дней. ^{[3] [11] [12]}

Шлейфы действуют как «проводники» или как «смешивающие агенты» с точки зрения их динамической части. Если они действуют как «проводники», они транспортируют охлажденную и плотную поверхностную воду вниз. Это основной механизм транспортировки воды к более низким глубинам и ее обновления. Однако шлейфы могут действовать как «смешивающие агенты», 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 приспосабливается под действием планетарного вращения и гравитации. ^[13]

Сила Кориолиса и термобаричность важны в глубоких конвективных струях. Термобаричность — это эффект, при котором в условиях замерзания образуется опускающаяся холодная соленая вода, что приводит к ускорению вниз. Кроме того, многие численные и моделирующие эксперименты изучают роль вращения в процессах конвекции и в морфологии струй. Согласно Палушкевичу и др. (1994), планетарное вращение не влияет на отдельные струи по вертикали, но влияет по горизонтали. Под влиянием вращения диаметр струй становится меньше по сравнению с диаметром струй при отсутствии вращения. Напротив, дымоходы и связанные с ними вихри находятся под влиянием эффектов вращения из-за термического ветра . ^[11]

Конвекционное пятно (или «дымоход»)

Конвективное опрокидывание водной колонны происходит за счет вклада большого количества интенсивных струй, которые сильно перемешивают колонну. Струи могут обрабатывать большие объемы жидкости, образуя то, что стало известно как «дымоход» гомогенизированной жидкости. ^[14] Эти вертикально изолированные гомогенизированные водные колонны имеют диаметр от 10 до 50 км и глубину 1–2 км. Поверхностные воды, становящиеся плотнее и погружающиеся, приводят к начальной стадии углубления, в то время как конечная стадия углубления и фаза рестратификации подвергаются воздействию переноса плавучести через боковую поверхность дымохода бароклинными вихрями . ^[2]

Сезонность

Дымоходы глубокой конвекции остаются открытыми в течение одного-трех месяцев, зимой, в квазистабильном состоянии, тогда как они могут разрушиться в течение нескольких недель. Дымоходы разрушаются ранней весной, когда поток плавучести морской поверхности ослабевает и меняет направление, в то время как стратификация слоев воды под смешанным слоем начинает становиться стабильной. ^[2]

Формирование

Образование конвекционных дымоходов обусловлено двумя процессами: сильными потоками тепла с поверхности моря и циклонической циркуляцией. Дымоход образуется, когда относительно сильный поток плавучести с поверхности океана существует в течение по крайней мере 1–3 дней. Время, глубина и диаметр развития дымохода явно зависят от потока плавучести и стратификации окружающего океана. ^[2] По мере охлаждения поверхностной воды она становится плотнее и переворачивается, образуя конвективно измененный слой глубины . В центре дымохода смешанный слой углубляется, и глубина как функция времени вычисляется, как описано ниже. ${\displaystyle h}$

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

Уравнение эволюции дымохода

Схематическое изображение конвективной трубы в стратифицированной жидкости.

С течением времени и с ростом значимости эффектов бароклинной неустойчивости эволюция дымохода во времени не может быть описана только силой плавучести. Максимальная глубина, которой достигает конвекционный дымоход, должна быть найдена с использованием уравнения эволюции дымохода. Следуя Ковалевскому и др. (2020) и Висбеку и др. (1996), рассмотрим дымоход радиусом и зависящей от времени высотой . Движущей силой углубления дымохода является потеря плавучести поверхности , которая вызывает конвективное опрокидывание, приводящее к однородно перемешанной жидкости внутри дымохода. Предполагая, что плотность у основания дымохода непрерывна, аномалия плавучести частицы, которая смещается на расстояние Δz внутри дымохода, равна: Согласно Ковалевскому и др. (2020) уравнение бюджета плавучести выглядит следующим образом: ^[2] Левая часть представляет собой временную эволюцию общей аномалии плавучести, накопленной в зависящем от времени объеме дымохода . Первый и второй член в правой части соответствуют общей потере плавучести от поверхности моря над дымоходом и передаче плавучести между внутренней частью дымохода и бароклинными вихрями соответственно. ^[2] Первоначально общая плавучесть зависит только от общей потери плавучести через поверхность моря над дымоходом. С течением времени потеря плавучести через поверхность моря над дымоходом становится частично эквивалентной боковому обмену плавучести между дымоходом и бароклинными вихрями через боковые стенки дымохода. ^[2] ${\displaystyle r_{o}}$ ${\displaystyle h(t)}$ ${\displaystyle B_{o}}$ ${\displaystyle b'}$ $${\displaystyle b'=N^{2}(z-h(t)),\;\;\;\;\;\;\;\;\;0<z<h(t)}$$ $${\displaystyle {d \over dt}\int _{V(t)}^{}b'dV=\int _{S_{top}}^{}B_{o}dS-\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS}$$ ${\displaystyle V(t)}$

Висбек и др. (1996), используя предложение Грина (1970) и Стоуна (1972), параметризовали вихревой поток следующим образом: Где - константа пропорциональности, которая должна быть определена путем наблюдений и лабораторного моделирования. Переменная представляет пульсации горизонтальной составляющей скорости тока, перпендикулярной боковым стенкам дымохода, в то время как, следуя Висбеку и др. (1996),  равна: ^[2] ${\displaystyle {\overline {u'b'}}}$ $${\displaystyle {\overline {u'b'}}=\alpha '{\frac {\overline {(b')^{2}}}{N}}}$$ ${\displaystyle \alpha '}$ ${\displaystyle u'}$ ${\displaystyle {\overline {(b')^{2}}}}$ $${\displaystyle {\overline {(b')^{2}}}=N^{4}h^{2}}$$

Разлагаться

Если потеря плавучести сохраняется в течение достаточного периода времени, то охлаждение поверхности моря ослабевает и начинается фаза рестратификации. В окрестности конвективного режима стратификация принимает окружающее значение, в то время как в центре дымохода стратификация разрушается. В результате по периферии дымохода изопикнические поверхности отклоняются от своего уровня покоя, наклоняясь к поверхности океана. Связанный с наклонными изопикническими поверхностями устанавливается термический ветер, генерирующий краевое течение вокруг края конвективного режима. Это течение должно находиться в равновесии термического ветра с градиентом плотности между внутренней и внешней частями дымохода. Ширина области краевого течения и его бароклинной зоны изначально будет порядка радиуса деформации Россби . ^{[12] [14]}

Существование краевого течения играет важную роль в разрушении дымохода. В центре дымохода смешанный слой будет углубляться как , пока растущая бароклинная неустойчивость не начнет переносить конвективную жидкость наружу, в то время как вода извне течет в дымоход. В этот момент краевое течение вокруг области охлаждения становится бароклинно неустойчивым, а плавучесть вбок переносится вихрями неустойчивости. Если вихри достаточно интенсивны, углубление дымохода будет ограничено. В этом пределе, когда боковой поток плавучести полностью уравновешивает потерю плавучести морской поверхности, может быть установлено квазиустойчивое состояние: ^{[2] [14]} Решая приведенное выше уравнение, можно найти конечную глубину конвективного дымохода: Следовательно, конечная глубина смешивания зависит от силы охлаждения, радиуса охлаждения и стратификации. Поэтому конечная глубина смешивания не зависит напрямую от скорости вращения. Однако бароклинная неустойчивость является следствием термического ветра, который в решающей степени зависит от вращения. ^[14] Масштаб длины бароклинных вихрей, предположительно заданный радиусом деформации Россби, масштабируется как: ^[14] ${\displaystyle {\sqrt {t}}}$ $${\displaystyle \int _{S_{top}}^{}B_{o}dS=\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS}$$ $${\displaystyle h_{final}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{N}},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\gamma =\left({\frac {1}{2\alpha '}}\right)^{1/3}}$$

Стадии и свойства процесса конвекции

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

Наименьшее время, необходимое дымоходу для достижения квазиравновесного состояния, эквивалентно времени, необходимому для достижения глубины , и равно: ^[14] Окончательная шкала времени не зависит от скорости вращения, увеличивается с радиусом охлаждающей области r и уменьшается с потоком поверхностной плавучести B _o. Согласно Висбеку и др. (1996), константы пропорциональности γ и β в ходе лабораторных экспериментов оказались равными 3,9 ± 0,9 и 12 ± 3 соответственно. ^[14] ${\displaystyle h_{final}}$ $${\displaystyle t_{final}=\beta \left({\frac {r_{o}^{2}}{B_{o}}}\right)^{1/3},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\beta ={\frac {\gamma ^{2}}{2}}}$$

Конусы

Наконец, охлаждение поверхности, а также конвективная активность прекращаются. Поэтому дымоход гомогенизированной холодной воды разрушается на несколько небольших конических структур, называемых конусами, которые распространяются наружу. Конусы движутся наружу, перенося холодную воду далеко от области охлаждения. С течением времени и рассеиванием конусов величина краевого течения уменьшается. Течения, связанные с конусами, усиливаются и становятся циклоническими на поверхности, тогда как на малых глубинах они слабее и антициклоническими. ^[15]

Влияние глобального потепления на конвекцию океана

Глубокая конвективная активность в море Лабрадор снизилась и стала мельче с начала 20-го века из-за низкочастотной изменчивости североатлантического колебания . Более теплая атмосфера нагревает поверхностные воды, так что они не опускаются вниз, чтобы смешаться с более холодными водами ниже. Результирующий спад происходит не круто, а ступенчато. В частности, было зафиксировано два серьезных спада глубокой конвективной активности в 1920-х и 1990-х годах. ^[16]

Аналогично, в Гренландском море за последние 30 лет наблюдались более мелкие глубокие смешанные слои из-за снижения зимнего атмосферного воздействия. Таяние Гренландского ледяного щита также могло способствовать еще более раннему исчезновению глубокой конвекции. Опреснение поверхностных вод из-за усиления талой воды Гренландского ледяного щита имеет меньшую плотность, что затрудняет возникновение океанической конвекции. ^[17] Уменьшение глубокого зимнего конвективного перемешивания в Северной Атлантике приводит к ослаблению AMOC.

Ссылки

1. Wadhams, P.; Holfort, J.; Hansen, E.; Wilkinson, JP (2002). «Глубокая конвективная труба в зимнем Гренландском море». Geophysical Research Letters . 29 (10): 76–1–76-4. Bibcode : 2002GeoRL..29.1434W. doi : 10.1029/2001GL014306 . ISSN  1944-8007.
2. Ковалевский, Д.В.; Башмачников И.Л.; Алексеев, Г.В. (2020). «Формирование и распад глубокого конвективного дымохода». Моделирование океана . 148 : 101583. Бибкод : 2020OcMod.14801583K. дои : 10.1016/j.ocemod.2020.101583 . ISSN  1463-5003.
3. The Lab Sea, Group (1998). "Эксперимент по глубокой конвекции в море Лабрадор". 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 название ( помощь )
4. Холдсворт, Эмбер М.; Майерс, Пол Г. (15.06.2015). «Влияние высокочастотного атмосферного воздействия на циркуляцию и глубокую конвекцию Лабрадорского моря». Журнал климата . 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. (ред.), "Глубокая конвекция открытого океана, Средиземное и Гренландское моря", Ocean Processes in Climate Dynamics: Global and Mediterranean Examples , NATO ASI Series, Dordrecht: Springer Netherlands, стр. 203–225, doi :10.1007/978-94-011-0870-6_9, ISBN 978-94-011-0870-6, получено 2021-05-07
6. Маржирье, Феликс; Босс, Энтони; Тестор, Пьер; Л'Эведе, Бландин; Мортье, Лоран; Смид, Дэвид (2017). «Характеристика конвективных струй, связанных с глубокой океанической конвекцией в северо-западном Средиземноморье, на основе данных с высоким разрешением, собранных планерами». Журнал геофизических исследований: Океаны . 122 (12): 9814–9826. Bibcode : 2017JGRC..122.9814M. doi : 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». Исследования глубоководных районов, часть I: океанографические исследовательские работы . 42 (1): 53–73. Bibcode : 1995DSRI...42...53A. doi : 10.1016/0967-0637(94)00035-Q. ISSN  0967-0637.
8. Ван Вестен, Р. М.; Дейкстра, Х. А. (2020). «Подповерхностное инициирование глубокой конвекции вблизи возвышенности Мод» (PDF) . Ocean Science Discussions : 1–15.
9. Джонс, Хелен. «Глубокая конвекция в открытом океане». puddle.mit.edu . Получено 07.05.2021 .
10. Маршалл, Джон; Шотт, Фридрих (февраль 1999 г.). «Конвекция в открытом океане: наблюдения, теория и модели». Обзоры геофизики . 37 (1): 1–64. Bibcode :1999RvGeo..37....1M. doi : 10.1029/98RG02739 .
11. Палушкевич, Т.; Гарвуд, Р. В.; Денбо, Дональд В. (1994). «Глубокие конвективные струи в океане». Океанография . 7 (2): 34–44. doi : 10.5670/oceanog.1994.01 . hdl : 10945/43394 .
12. Paluszkiewicz, T.; Romea, RD (1997). «Одномерная модель для параметризации глубокой конвекции в океане». Динамика атмосфер и океанов . 26 (2): 95–130. Bibcode :1997DyAtO..26...95P. doi :10.1016/S0377-0265(96)00482-4. ISSN  0377-0265.
13. Сэнд, Уве; Маршалл, Джон (1995). «Интегральные эффекты глубокой конвекции». Журнал физической океанографии . 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. Висбек, Мартин; Маршалл, Джон; Джонс, Хелен (1996). «Динамика изолированных конвективных областей в океане». Журнал физической океанографии . 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. Джонс, Хелен; Маршалл, Джон (1993). «Конвекция с вращением в нейтральном океане: исследование глубокой конвекции в открытом океане». Журнал физической океанографии . 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. Бродо, Лоран; Кёнигк, Торбен (2016-05-01). «Вымирание северной океанической глубокой конвекции в ансамбле климатических моделей 20-го и 21-го веков». Climate Dynamics . 46 (9): 2863–2882. Bibcode : 2016ClDy...46.2863B. doi : 10.1007/s00382-015-2736-5 . ISSN  1432-0894. S2CID  73579392.
17. Мур, ГВК; Воге, К.; Пикарт, Р.С.; Ренфрю, И. А. (2015). «Уменьшение интенсивности конвекции в открытом океане в Гренландском и Исландском морях» (PDF) . Nature Climate Change . 5 (9): 877–882. ​​Bibcode :2015NatCC...5..877M. doi :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. Bibcode :1999RvGeo..37....1M. doi : 10.1029/98RG02739 .
• Lazier, J.; Hendry, R.; Clarke, A.; Yashayaev, I.; Rhines, P. (2002). «Конвекция и рестратификация в море Лабрадор». Deep Sea Research Часть I: Oceanographic Research Papers . 49 (10): 1819–1835. doi :10.1016/S0967-0637(02)00064-X.