Corriente límite

Los mayores giros oceánicos del mundo

Las corrientes límite occidentales son corrientes cálidas, profundas, estrechas y de flujo rápido que se forman en el lado oeste de las cuencas oceánicas debido a la intensificación occidental. Transportan agua cálida desde los trópicos hacia los polos. Algunos ejemplos son la Corriente del Golfo, la Corriente de Agulhas y el Kuroshio.

Intensificación occidentalEditar

La intensificación occidental se aplica al brazo occidental de una corriente oceánica, particularmente un gran giro en una cuenca de este tipo. Los vientos alisios soplan hacia el oeste en los trópicos. Los vientos del oeste soplan hacia el este en las latitudes medias. Esto aplica una tensión a la superficie del océano con un rizo en los hemisferios norte y sur: provocando el transporte de Sverdrup hacia el ecuador (hacia los trópicos). Debido a la conservación de la masa y la conservación de la vorticidad potencial, ese transporte se equilibra con una estrecha e intensa corriente hacia el polo, que fluye a lo largo de la costa occidental, permitiendo que la vorticidad introducida por la fricción costera equilibre la entrada de vorticidad del viento. El efecto inverso se aplica a los giros polares: el signo del rizo de tensión del viento y la dirección de las corrientes resultantes se invierten. Las principales corrientes del lado oeste (como la corriente del Golfo del océano Atlántico Norte) son más fuertes que las opuestas (como la corriente de California del océano Pacífico Norte). La mecánica fue aclarada por el oceanógrafo estadounidense Henry Stommel.

En 1948, Stommel publicó su artículo clave en Transactions, American Geophysical Union: «The Westward Intensification of Wind-Driven Ocean Currents» (La intensificación hacia el oeste de las corrientes oceánicas impulsadas por el viento), en el que utilizó un modelo oceánico simple, homogéneo y rectangular para examinar las líneas de corriente y los contornos de altura de la superficie para un océano en un marco no rotatorio, un océano caracterizado por un parámetro de Coriolis constante y, por último, una cuenca oceánica de caso real con un parámetro de Coriolis que varía en latitud. En esta sencilla modelización, los principales factores que se tuvieron en cuenta para influir en la circulación oceánica fueron

• la tensión del viento en la superficie
• la fricción del fondo
• una altura superficial variable que conducía a gradientes de presión horizontales
• el efecto Coriolis.

En esto, supuso un océano de densidad y profundidad constantes D + h {\displaystyle D+h}

viendo las corrientes oceánicas; también introdujo un término linealizado, de fricción, para dar cuenta de los efectos disipativos que impiden la aceleración del océano real. Parte, pues, de las ecuaciones de momento y continuidad en estado estacionario:

f ( D + h ) v – F cos ( π y b ) – R u – g ( D + h ) ∂ h ∂ x = 0 ( 1 ) {\displaystyle f(D+h)v-F\cos \left({\frac {\pi y}{b}\right)-Ru-g(D+h){\frac {\partial h}{\partial x}}=0\qquad (1)}

– f ( D + h ) u – R v – g ( D + h ) ∂ h ∂ y = 0 ( 2 ) {\displaystyle \quad -f(D+h)u-Rv-g(D+h){\frac {\partial h}{\partial y}}=0\qquad (2)}

∂ ∂ x + ∂ ∂ y = 0 ( 3 ) {\displaystyle \qquad \qquad {\frac {partial }{partial x}}+{\frac {partial }{partial y}}=0\qquad \qquad (3)}

Aquí f {{displaystyle f}}

es la fuerza de Coriolis, R {\displaystyle R}

es el coeficiente de rozamiento del fondo, g {\displaystyle g\\\},}

es la gravedad, y – F cos ( π y b ) {\displaystyle -F\cos \left({\frac {\pi y}{b}}right)}

es el forzamiento del viento. El viento sopla hacia el oeste en y = 0 {\displaystyle y=0}

y hacia el este en y = b {\displaystyle y=b}

.

Actuando en (1) con ∂ ∂ y {\displaystyle {\frac {\partial }{partial y}}

y en (2) con ∂ ∂ x {\displaystyle {\frac {\partial }{partial x}}

, restando, y luego usando (3), da v ( D + h ) ( ∂ f ∂ y ) + π F b sin ( π y b ) + R ( ∂ v ∂ x – ∂ u ∂ y ) = 0 ( 4 ) {\displaystyle v(D+h)\left({\frac {\frac f}{parcial y}} derecha)+{\frac {\pi F}{b}}sin \frac({\frac {\pi y}{b}} derecha)+R\left({\frac {\parcial v}{parcial x}}-{\frac {\parcial u}{parcial y}}derecha)=0\quad (4)}

Si introducimos una función Corriente ψ {\displaystyle \psi }

y linealizamos suponiendo que D >> h {\displaystyle D>>h}

, la ecuación (4) se reduce a

∇ 2 ψ + α ( ∂ ψ ∂ x ) = γ sin ( π y b ) ( 5 ) {\displaystyle \nabla ^{2}\psi +\alfa \left({\frac {\parcial \psi }{parcial x}\right)=\gamma \sin \left({\frac {\pi y}{b}\right)\qquad (5)}

Aquí

α = ( D R ) ( ∂ f ∂ y ) {\displaystyle \alpha =\left({\frac {D}{R}\right)\left({\frac {partial f}{partial y}\right)}

y

γ = π F R b {\displaystyle \gamma ={\frac {\pi F}{Rb}}

Las soluciones de (5) con la condición de contorno de que ψ {\displaystyle \psi }

sean constantes en las costas, y para diferentes valores de α {\displaystyle \alpha }

, destacan el papel de la variación del parámetro de Coriolis con la latitud en la incitación al fortalecimiento de las corrientes fronterizas occidentales. Se observa que dichas corrientes son mucho más rápidas, profundas, estrechas y cálidas que sus homólogas orientales.

Para un estado no rotatorio (parámetro de Coriolis cero) y donde éste es una constante, la circulación oceánica no tiene preferencia hacia la intensificación/aceleración cerca del límite occidental. Las líneas de corriente muestran un comportamiento simétrico en todas las direcciones, con los contornos de altura demostrando una relación casi paralela a las líneas de corriente, en un océano que gira homogéneamente. Por último, en una esfera giratoria -el caso en el que la fuerza de Coriolis es variante latitudinal-, se encuentra una clara tendencia a las líneas de corriente asimétricas, con una intensa agrupación a lo largo de las costas occidentales. En el documento se pueden encontrar figuras matemáticamente elegantes dentro de los modelos de la distribución de las líneas de corriente y los contornos de altura en un océano de este tipo si las corrientes giran uniformemente.

El equilibrio de Sverdrup y la física de la intensificación occidentalEditar

La física de la intensificación occidental puede entenderse a través de un mecanismo que ayuda a mantener el equilibrio del vórtice a lo largo de un giro oceánico. Harald Sverdrup fue el primero, precediendo a Henry Stommel, en intentar explicar el equilibrio de vorticidad en el centro del océano observando la relación entre los forzamientos del viento en superficie y el transporte de masa dentro de la capa superior del océano. Asumió un flujo interior geostrófico, despreciando cualquier efecto de fricción o viscosidad y suponiendo que la circulación desaparece a cierta profundidad en el océano. Esto prohibía la aplicación de su teoría a las corrientes limítrofes occidentales, ya que más tarde se demostraría que era necesaria alguna forma de efecto disipativo (capa de Ekman del fondo) para predecir una circulación cerrada para toda una cuenca oceánica y para contrarrestar el flujo impulsado por el viento.

Sverdrup introdujo un argumento de vorticidad potencial para conectar el flujo neto interior de los océanos con la tensión del viento en la superficie y las perturbaciones de vorticidad planetaria incitadas. Por ejemplo, se sugirió que la convergencia de Ekman en los subtrópicos (relacionada con la existencia de los vientos alisios en los trópicos y de los vientos del oeste en las latitudes medias) conduce a una velocidad vertical descendente y, por tanto, a un aplastamiento de las columnas de agua, lo que posteriormente obliga al giro oceánico a girar más lentamente (a través de la conservación del momento angular). Esto se consigue a través de una disminución de la vorticidad planetaria (ya que las variaciones de vorticidad relativa no son significativas en las grandes circulaciones oceánicas), un fenómeno que se consigue a través de un flujo interior dirigido ecuatorialmente que caracteriza al giro subtropical. Lo contrario es aplicable cuando se induce la divergencia de Ekman, lo que conduce a la absorción de Ekman (succión) y a un subsiguiente, estiramiento de la columna de agua y flujo de retorno hacia el polo, una característica de los giros subpolares.

Este flujo de retorno, como muestra Stommel, se produce en una corriente meridional, concentrada cerca del límite occidental de una cuenca oceánica. Para equilibrar la fuente de vorticidad inducida por el forzamiento del viento, Stommel introdujo un término lineal de fricción en la ecuación de Sverdrup, que funciona como sumidero de vorticidad. Este arrastre por fricción en el fondo del océano sobre el flujo horizontal permitió a Stommel predecir teóricamente una circulación cerrada en toda la cuenca, al tiempo que demostró la intensificación hacia el oeste de los giros impulsados por el viento y su atribución a la variación de Coriolis con la latitud (efecto beta). Walter Munk (1950) siguió aplicando la teoría de Stommel sobre la intensificación hacia el oeste utilizando un término de fricción más realista, al tiempo que hacía hincapié en «la disipación lateral de la energía de los remolinos». De este modo, no sólo reprodujo los resultados de Stommel, recreando así la circulación de una corriente fronteriza occidental de un giro oceánico parecido a la corriente del Golfo, sino que también demostró que los giros subpolares deberían desarrollarse hacia el norte de los subtropicales, girando en sentido contrario.

Cambio climáticoEditar

Las observaciones indican que el calentamiento del océano sobre las corrientes fronterizas occidentales subtropicales es de 2 a 3 veces más fuerte que el calentamiento medio global del océano superficial. El estudio concluye que el mayor calentamiento puede atribuirse a una intensificación y desplazamiento hacia el polo de las corrientes limítrofes occidentales como efecto secundario de la ampliación de la circulación de Hadley bajo el calentamiento global. Estos puntos calientes de calentamiento provocan graves problemas medioambientales y económicos, como la rápida subida del nivel del mar a lo largo de la costa este de Estados Unidos y el colapso de la pesca en el Golfo de Maine y Uruguay.