外洋対流

外洋対流は、中規模海洋循環と大規模で強い風が異なる深さの水層を混ぜ合わせるプロセスです。淡水が塩分の多い水の上に、暖かい水が冷たい水の上に重なると、水は成層化、つまり層に分離します。強風は蒸発を引き起こし、海面が冷えて成層化を弱めます。その結果、表面の水はひっくり返されて沈み、「暖かい」水が表面に上昇し、対流のプロセスが始まります。このプロセスは、底層水と中層水の形成と、地球の気候を主に決定する大規模な熱塩循環に重要な役割を果たします。^[1]また、大西洋南北循環(AMOC)の強度を制御する重要な現象でもあります。^[2]

対流は、表面の熱流束や塩分流束による強い大気の力によって促進される特定の条件下で発生します。これは、乾燥した冷たい風や氷の境界に隣接する海洋で観察され、大きな潜熱と水分の流束を引き起こします。海洋対流は、表面混合層下の成層の弱さに依存します。これらの成層した水層は、表面近くまで上昇する必要があり、その結果、強い表面力に直接さらされることになります。^{[1] [3]}

深層対流は亜極北大西洋（グリーンランド海とラブラドル海）、南半球のウェッデル海、北西地中海で観測される。亜極地域では、上層混合層は晩秋から早春にかけて深まり始め、対流は現象が弱まる前の最も深いレベルに達する。^[2]

ラブラドル海の弱い密度成層は、毎年冬季に水深 1000～2000 メートルで観測され、世界で最も極端な海洋対流の場所の 1 つとなっています。ラブラドル海の深層対流は、北大西洋振動(NAO) の影響を大きく受けます。冬季にこの地域で NAO が正相になると、北大西洋上のサイクロン活動が活発になり、冷たく乾燥した空気の循環が活発になります。この NAO の正相の間、ラブラドル海からの海洋熱損失が高くなり、より深い対流につながります。^[3] Holdsworth ら (2015) によると、高周波強制力の欠如に関連する NAO の負相の間、平均最大混合層深度は 20% 以上減少します。^[4]

グリーンランド海は、11月から2月までの期間、氷がプレコンディショニングにおいて重要な役割を果たすため、ラブラドル海とは異なります。初冬には、氷がグリーンランド海中央部を東に広がり、氷の下の塩水が排出されて表層の密度が高まります。3月には、プレコンディショニングが十分に進み、気象条件が好条件になると、深層対流が発生します。^[5]

地中海北西部では、冬季に深層対流が発生し、海水は大気と海流のフラックスによって必要な前処理を受け、表面での浮力損失を引き起こします。冬季には、リオン湾はトラモンターヌとミストラルの強烈な寒風による大気の強制力に定期的にさらされ、強い蒸発と表面水の激しい冷却を引き起こします。これにより、浮力損失と垂直深層混合が発生します。^[6]

ウェッデル海の対流は、主にポリニヤと関連している。Akitomo et al. (1995) によると、アーノルド・L・ゴードンは1977年にモード海嶺付近で深層対流の痕跡を初めて発見した。この深層対流は、1974年から1976年にかけて毎年冬にウェッデル海中央部に出現していた大規模なポリニヤを伴っていた可能性が高い。^[7]さらに、ヴァン・ウェステンとダイクストラ (2020) によると、2016年に観測されたモード海嶺ポリニヤの形成は、地下対流と関連している。特に、モード海嶺地域は地下の熱と塩分の蓄積により前処理を受け、対流を引き起こし、ポリニヤの形成を促進する。^[8]

海洋対流は、前処理、深層対流、横方向の交換と拡散の 3 つの段階に分けられます。前処理とは、低気圧性の環流規模の循環と浮力の力が組み合わさって、対流場所が局所的に反転しやすくなる期間を指します。場所が前処理されるのは、比較的弱い垂直密度成層の横方向に広がる深部領域が存在し、局所的に浅いサーモクラインによって覆われている場合です。冷却イベントにより、第 2 段階の深層対流が発生し、流体柱の一部が多数のプルームに反転して、高密度の表層水を垂直軸に分散させる場合があります。これらのプルームは、均質な深い煙突を形成します。この段階では、煙突はプルーム規模の反転によって深くなり、地衡的に調整されます。さらに、ある時点で、対流領域の周辺で生成される傾圧渦による横方向の浮力 伝達によって、海面浮力の損失が完全に相殺され、準定常状態が達成されます。表面の力が減少すると、対流による垂直方向の熱伝達が弱まり、地衡規模の渦に伴う水平伝達につながります。海面の力と横方向の渦の浮力フラックスのバランスは不安定になります。重力と惑星の自転により、混合流体は分散して広がり、煙突の崩壊につながります。「壊れた」煙突の残りの部分はコーンと呼ばれます。横方向の交換と拡散は、再成層段階とも呼ばれます。表面条件が再び悪化すると、深層対流が再開し、残ったコーンがさらなる深層対流活動の優先的な中心を形成する可能性があります。^{[3] [9] [10]}

深層対流は小規模プロセスと中規模プロセスに区別されます。プルームは最小規模のプロセスを表し、煙突（パッチ）と渦は中規模プロセスを表します。^[11]

プルームは対流の第二段階で形成される、対流によって駆動される初期の鉛直運動である。水平スケールは100mから1km、垂直スケールは1～2kmで、音響ドップラー流速計（ADCP）で測定される鉛直速度は最大10cm/sである。対流プルームに関連する時間スケールは、数時間から数日と報告されている。^{[3] [11] [12]}

プルームは、その動的な部分から見ると、「導管」または「混合剤」として機能します。「導管」として機能する場合、冷却された高密度の表層水を下方に輸送します。これが、より深いところへの水輸送とその更新の主なメカニズムです。ただし、プルームは、流れを下方に運ぶのではなく、「混合剤」として機能する場合があります。この場合、対流によって水が冷やされて混合され、煙突のような高密度の均質な円筒が形成され、最終的には惑星の自転と重力によって崩壊して調整されます。^[13]

コリオリの力と熱圧は、深層対流の煙突において重要である。熱圧とは、凍結条件下で沈降する冷たい塩水が形成され、下向きの加速をもたらす効果である。さらに、多くの数値実験やタンクモデリング実験では、対流のプロセスと煙突の形態における回転の役割が調べられている。Paluszkiewicz ら (1994) によると、惑星の自転は個々の煙突に垂直には影響を与えないが、水平には影響を与える。自転の影響下では、煙突の直径は、自転がない場合の煙突の直径に比べて小さくなる。対照的に、煙突とそれに伴う渦は、熱風による回転の影響が支配的である。^[11]

水柱の対流による反転は、多数の強力なプルームの寄与によって発生し、これが水柱を強力に混合します。プルームは大量の流体を処理し、均質化された流体の「煙突」と呼ばれるものを形成します。^[14]これらの垂直に分離された均質化された水柱は、直径が10〜50 km、深さが1〜2 kmです。表面の水が密度を増して沈むことで、初期の深化段階が促進され、最終の深化段階と再成層段階は、煙突の側面を介した傾圧渦による浮力伝達の影響を受けます。 [ ^2]

深層対流の煙突は、冬の間、1～3か月間、準安定状態で開いたままになりますが、数週間以内に崩壊することもあります。煙突は、海面浮力フラックスが弱まり逆転し、混合層の下の水層の成層が安定し始める早春に破壊されます。^[2]

対流煙突の形成は、海面からの強い熱流束と低気圧循環という2つのプロセスによって条件付けられます。煙突は、海面からの比較的強い浮力流が少なくとも1〜3日間存在する場合に形成されます。煙突の時間、深さ、直径の発達は、明らかに浮力流束と周囲の海洋の成層に依存します。^[2]表層水が冷えると、密度が高くなり、ひっくり返って、対流によって変化した深さの層を形成します。煙突の中心では、混合層が深くなり、深さは以下のように時間の関数として計算されます。 ${\displaystyle h}$

煙突の集中的な深化の初期段階では、傾圧不安定性の影響は重要ではないと仮定すると、深さは浮力強制を使用して時間の関数として見つけることができます。浮力は次のように定義されます。ここで、は重力による加速度、潜在密度、および密度の一定の基準値です。混合層の浮力方程式は次のとおりです。ここで、は浮力と浮力強制です。浮力強制は、 ここで浮力損失です。簡略化のために、浮力損失が時間に対して一定であるという仮定 ( ) が使用されます。水平移流を無視し、上記の方程式を混合層にわたって積分すると、次の式が得られます。均一に成層した流体の場合、浮力周波数の累乗は次の式に等しくなります。したがって、上部混合層の非浸透深化の古典的な結果は、次のようになります。^[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}}$$${\displaystyle {\partial {b} \over \partial z}{\partial {h} \over \partial t}={\frac {B_{o}}{h}}}$$$${\displaystyle N^{2}={\frac {\partial {b}}{\partial {z}}}}$$$${\displaystyle h={\frac {\sqrt {2B_{o}t}}{N}}}$$

時間が経過し、傾圧不安定性の効果が重要になってくると、煙突の時間発展は浮力強制だけで説明できなくなります。対流煙突が到達する最大深度は、代わりに煙突発展方程式を使用して見つける必要があります。Kovalevsky ら (2020) および Visbeck ら (1996) に従って、半径および時間依存の高さの煙突を考えます。煙突が深くなる原動力は表面浮力損失であり、これが対流による転覆を引き起こし、煙突内部で流体が均一に混合されます。煙突の基部の密度が連続的であると仮定すると、煙突内で距離 Δz 変位した粒子の浮力異常は次のようになります。Kovalevskyらによると、 (2020) 浮力予算方程式は次の通りです。^[2]左側は、時間依存の煙突容積に蓄積された総浮力異常の時間発展を表しています。右側の第 1 項と第 2 項は、それぞれ煙突上の海面からの総浮力損失と、煙突内部と傾圧渦との間の浮力伝達に対応しています。^[2] 最初は、総浮力は煙突上の海面を通る総浮力損失のみに依存します。時間が経つにつれて、煙突上の海面を通る浮力損失は、煙突の側壁を通る煙突と傾圧渦との間の横方向の浮力交換と部分的に等しくなります。^[2]${\displaystyle r_{o}}$${\displaystyle h(t)}$${\displaystyle B_{o}}$${\displaystyle b'}$$${\displaystyle b'=N^{2}(zh(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) は、Green (1970) と Stone (1972) の提案を利用して、渦流を次のようにパラメータ化した:ここで、は観測と実験室モデルによって決定される比例定数である。変数は、煙突の側壁に垂直な水平流速成分の脈動を表すが、Visbeck et al. (1996) に従うと、 は次のように等しい: ^[2]${\displaystyle {\overline {u'b'}}}$$${\displaystyle {\overline {u'b'}}=\alpha '{\frac {\overline {(b')^{2}}}{N}}}$$${\displaystyle \alpha '}$${\displaystyle u'}$${\displaystyle {\overline {(b')^{2}}}}$$${\displaystyle {\overline {(b')^{2}}}=N^{4}h^{2}}$$

浮力の損失が十分な時間維持されると、海面冷却が弱まり、再成層化段階が始まります。対流領域の周囲では成層が周囲値を占めますが、煙突の中心部では成層が侵食されます。その結果、煙突の周囲では、等密度面が静止レベルから外れ、海面に向かって傾きます。傾斜した等密度面に関連して、対流領域の端の周りに縁流を生成する熱風が発生します。この流れは、煙突の内部と外部の間の密度勾配と熱風のバランスを保っている必要があります。縁流の領域とその傾圧帯の幅は、最初はロスビー変形半径のオーダーになります。^{[12] [14]}

縁流の存在は煙突の崩壊に重要な役割を果たしている。煙突の中心部では、混合層は として深くなり、増大する傾圧不安定性が対流流体を外側に運び始め、外部から水が煙突に流れ込むまで続く。この瞬間、冷却領域の周囲の縁流は傾圧的に不安定になり、浮力は不安定渦によって横方向に伝達される。渦が十分に強い場合、煙突の深化は制限される。この制限内で、横方向の浮力フラックスが海面浮力損失と完全にバランスすると、準定常状態を確立できる。^{[2] [14]}上記の式を解くと、対流煙突の最終的な深さは次のようになる。 したがって、最終的な混合深度は、冷却の強さ、冷却の半径、および成層に依存する。したがって、最終的な混合深度は回転速度に直接依存しない。しかし、傾圧不安定性は熱風の結果であり、回転に大きく依存している。^[14]傾圧渦の長さスケールは、ロスビー変形半径によって決まると想定され、次のようになる。^[14]${\displaystyle {\sqrt {t}}}$$${\displaystyle \int _{S_{top}}^{}B_{o}dS=\int _{S_{lat}}^{}{\overline {u'b'}}dS}$$$${\displaystyle h_{final}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{N}},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\gamma =\left({\frac {1}{2\alpha '}}\right)^{1/3}}$$

$${\displaystyle L_{eddy,final}={\frac {Nh_{final}}{f}}=\gamma {\frac {(B_{o}r_{o})^{1/3}}{f}}}$$ これは回転速度fに依存しますが、周囲の成層とは無関係です。

煙突が準平衡状態に達するのに必要な最短時間は、深度に達するのに必要な時間と等しく、次の式で表されます。^[14]最終的な時間スケールは回転速度に依存せず、冷却領域の半径rとともに増加し、表面浮力フラックスB _{oとともに減少します。Visbeck}ら(1996)によると、比例定数γとβは、実験室実験により、それぞれ3.9±0.9と12±3であることがわかっています。^[14]${\displaystyle h_{final}}$$${\displaystyle t_{final}=\beta \left({\frac {r_{o}^{2}}{B_{o}}}\right)^{1/3},\;\;\;\;\;\;\;\;\;\beta ={\frac {\gamma ^{2}}{2}}}$$

最終的に、表面の冷却と対流活動が停止します。そのため、均質化された冷水の煙突は、いくつかの小さな円錐構造に侵食され、コーンと呼ばれ、外側に広がります。コーンは外側に移動し、冷水を冷却領域から遠くに運びます。時間が経つにつれてコーンが分散し、縁流の規模は減少します。コーンに関連する流れは、表面では強まり、サイクロン状になりますが、深度が低いほど弱くなり、高気圧状になります。^[15]

ラブラドル海の深層対流活動は、北大西洋振動の低周波変動により、20世紀初頭から減少し、浅くなってきています。温暖化した大気は表層水を温め、海水が沈んで冷たい海水と混ざらないようにします。その結果、海水は急激に減少するのではなく、段階的に減少します。具体的には、1920年代と1990年代に深層対流活動が2回大きく減少したことが記録されています。^[16]

同様に、グリーンランド海では、冬季の大気力の減少により、過去30年間でより浅い深層混合層が観測されています。グリーンランド氷床の融解も、深層対流のさらに早い消滅に寄与する可能性があります。グリーンランド氷床からの融解水の増加による表層水の淡水化により密度が低下し、海洋対流が発生しにくくなります。^[17]北大西洋での冬季の深層対流混合の減少は、AMOCの弱体化につながります。

• Marshall, J.; Schott, F. (1999). 「外洋対流: 観測、理論、モデル」.地球物理学レビュー. 37 (1): 1–64. Bibcode :1999RvGeo..37....1M. doi : 10.1029/98RG02739 .
• Lazier, J.; Hendry, R.; Clarke, A.; Yashayaev, I .; Rhines, P. (2002). 「ラブラドル海の対流と再成層化」。深海研究パート I: 海洋学研究論文。49 (10): 1819–1835。doi :10.1016/S0967-0637(02)00064-X。