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Existem vários pontos onde ocorrem fluxos da superfície oceânica para maiores profundidades, induzindo assim uma circulação profunda. Esta circulação está sujeita à força de Coriolis, resultando em desvios e alguns fluxos em direção à superfície (ressurgência), que estão associados às correntes de superfície.

O modelo clássico para essas correntes é o de Stommel e Arons, que, embora simples, explica os diferentes fluxos de profundidade observados.

[1] Ocean Circulation Theory, Joseph Pedlosky, Springer 1998 (7.3 Stommel-Arons Theory: Abyssal Flow on the Sphere)

>Modelo

ID:(1623, 0)

Iframe

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ID:(15584, 0)

Conceito

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A circulação mais profunda é conhecida como circulação termohalina (Termohaline Circulation - THC), pois o seu movimento está associado a variações de temperatura (termo) e salinidade (halina). Para compreender como isso ocorre, é necessário descrever primeiro a estrutura do sistema.

De forma simplificada, o oceano pode ser modelado como um sistema de três camadas:

- Uma camada superior em que o movimento da água é gerado pelas correntes de ar sobre ela.
- Uma camada intermediária cujo movimento é gerado por diferenças de densidade nos oceanos, originadas por diferenças de temperatura e salinidade (termohalina).
- Uma camada profunda que pode ser considerada em repouso.

O aumento da densidade em direção aos polos, onde a água é mais fria, faz com que a água literalmente afunde, criando uma subducção abaixo da camada superficial. O diagrama a seguir resume o que foi descrito:

ID:(12095, 0)

Descrição

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Se observarmos o globo terrestre, a circulação termohalina é gerada perto de um dos polos (norte ou sul) por meio da água que, devido a uma maior salinidade e menor temperatura, começa a afundar. Seu fluxo é direcionado em direção ao equador, havendo um afloramento que faz com que parte da água suba e flua em direção ao polo para suprir a água que está descendo.

Representação do Atlântico Norte no modelo Stommel e Arons [1], [2]

[1] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanI. Stationary planetary flow patterns on a sphere. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - I. Padrões estacionários de fluxo planetário em uma esfera.) Deep Sea Research (1953), 6(2), 140-154.

[2] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanII. An idealized model of the circulation pattern and amplitude in oceanic basins. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - II. Um modelo idealizado do padrão e amplitude da circulação em bacias oceânicas.) Deep Sea Research (1953), 6(3), 217-233.

ID:(12096, 0)

Descrição

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O modelo de Stommel e Arons [1], [2] considera o oceano como uma caixa bidimensional com coordenadas nos eixos x e y. Especificamente:

- Coordenadas no eixo x: $x_w$ (oeste) e $x_e$ (leste).
- Coordenadas no eixo y: $y_s$ (sul) e $y_n$ (norte).

Essas coordenadas são representadas no seguinte gráfico:

Modèle de boîte Atlantic [1], [2].

[1] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanI. Stationary planetary flow patterns on a sphere. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - I. Padrões estacionários de fluxo planetário em uma esfera.) Deep Sea Research (1953), 6(2), 140-154.

[2] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanII. An idealized model of the circulation pattern and amplitude in oceanic basins. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - II. Um modelo idealizado do padrão e amplitude da circulação em bacias oceânicas.) Deep Sea Research (1953), 6(3), 217-233.

ID:(12082, 0)

Descrição

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Cada etapa está associada a um tempo característico:

Tempo de viagem com o fluxo principal $\Delta t_y$
Tempo de desvio com o fluxo de perda $\Delta t_x$
Tempo de surgência $\Delta t_z$

ID:(13426, 0)

Descrição

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Cada tempo característico está associado às velocidades e acelerações ao longo do caminho percorrido:

- Com o fluxo principal $v_y, a_y$.
- Com o fluxo de perda $v_x, a_x$.
- Com a surgência $v_z, a_z$.

Em geral, a velocidade inicial ($v_y$) desencadeia, através da força de Coriolis, as acelerações que levam à perda e à surgência.

ID:(13427, 0)

Descrição

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O fluxo de perda não é uniforme e distribui-se ao longo da latitude, sendo modelado em função da sua distância em relação à posição mais ao norte. Assim, ele é nulo em latitudes do norte e máximo na borda sul do retângulo onde a circulação é modelada:

ID:(13428, 0)

Descrição

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Uma vez que o fluxo de perda não é uniforme, a surgência também não será. Dentro do mesmo modelo, assume-se que a surgência é máxima na borda leste do retângulo onde a circulação é modelada. De forma análoga à perda, assume-se uma relação linear:

ID:(13429, 0)

Descrição

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No modelo do fluxo profundo, existem quatro fluxos a serem considerados:

O fluxo principal $F_w$, que se move ao longo do fundo do mar.
O fluxo de perda $F_i$, que é a fração desviada devido à força de Coriolis.
O fluxo de surgência $U_x$, que corresponde à fração do fluxo de perda que atinge a superfície.
O fluxo de afundamento $S_0$, proveniente das correntes superficiais, incluindo as perdas que voltam a afundar.

ID:(13425, 0)

Descrição

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A chamada Força de Coriolis desempenha um papel essencial na dinâmica da água nos polos, influenciando como as massas de água descem devido às variações de temperatura e salinidade.

Ao analisar o Oceano Atlântico, pode-se observar um movimento da água do polo em direção ao equador, que se desvia para oeste. Esse fenômeno é causado pelo atraso em relação à rotação do planeta, ao passar de uma zona de menor velocidade ao longo da latitude para uma de maior velocidade. Esse comportamento pode ser modelado pela equação de Coriolis para a direção x, que com é

Nessa equação, o fator de Coriolis f é positivo no hemisfério norte e negativo no sul, gerando uma tendência para a corrente se "aproximar" do continente americano.

O contorno geográfico do continente permite um movimento na direção x (longitude), resultando em uma aceleração na direção y (latitude), que pode ser calculada com

Esse cálculo revela que, próximo ao equador, ocorrem deslocamentos que afastam a água da corrente principal, movendo-a para o norte. Se analisarmos a aceleração na direção z (profundidade) e considerarmos que o \beta também muda de sinal com a hemisferio, o resultado é positivo. Em outras palavras, observa-se uma ascensão que pode ser estimada com aceleração de Coriolis na direção z $m/s^2$, fator Beta Coriolis $rad/s m$, raio do planeta $m$ e velocidade paralela $m/s$ por meio de

.

ID:(12122, 0)

Descrição

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No final, Stommel e Arons [1], [2] resolvem o modelo, indicando os principais fluxos profundos que existem em todo o globo:

[1] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanI. Stationary planetary flow patterns on a sphere. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - I. Padrões estacionários de fluxo planetário em uma esfera.) Deep Sea Research (1953), 6(2), 140-154.

[2] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanII. An idealized model of the circulation pattern and amplitude in oceanic basins. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - II. Um modelo idealizado do padrão e amplitude da circulação em bacias oceânicas.) Deep Sea Research (1953), 6(3), 217-233.

ID:(12099, 0)

Descrição

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Quando Stommel e Arons [1], [2] desenvolveram seu primeiro modelo de circulação termohalina, eles subdividiram os diferentes oceanos em zonas com surgência definida (setas apontando para cima) e duas fontes, uma no Ártico e outra na Antártica:

Modelo de circulação global em Sv (Sverdrup) ($10^6 m^3/s$) [2].

[1] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanI. Stationary planetary flow patterns on a sphere. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - I. Padrões estacionários de fluxo planetário em uma esfera.) Deep Sea Research (1953), 6(2), 140-154.

[2] Stommel, H., & Arons, A. B. (1960). On the abyssal circulation of the world oceanII. An idealized model of the circulation pattern and amplitude in oceanic basins. (Sobre a circulação abissal do oceano mundial - II. Um modelo idealizado do padrão e amplitude da circulação em bacias oceânicas.) Deep Sea Research (1953), 6(3), 217-233.

ID:(12098, 0)

Descrição

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Medições têm mostrado que a circulação termohalina é um sistema integrado que abrange todo o globo. Existem pelo menos dois pontos que podem ser considerados como fontes, e seu percurso penetra todos os oceanos.

ID:(12097, 0)

Descrição

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Através de múltiplas simulações, são estudados os efeitos do derretimento do gelo polar na supressão dos afundamentos e seu impacto na circulação profunda. Existem indicações de que a circulação começou a diminuir, no entanto, o colapso da circulação profunda não significa necessariamente que o mesmo ocorrerá com a circulação superficial, que é impulsionada pelos ventos. O que pode ocorrer é um deslocamento na circulação superficial, resultando em uma redução na contribuição da Corrente do Golfo de águas quentes para o norte da Europa.

A seguir, é apresentado um diagrama das variações dos fluxos em unidades de Sv (Sverdrup), equivalente a $10^6,m^3/s$:

Assumindo uma taxa de afundamento de aproximadamente 20 Sv, conclui-se que em algumas simulações a circulação profunda é interrompida. Essas variações estão associadas a diferentes cenários futuros de atividade humana e considerações para aspectos em que há menos certeza sobre sua ocorrência. Mais detalhes podem ser encontrados nos relatórios do Painel Intergovernamental sobre Mudanças Climáticas (IPCC).

ID:(13430, 0)

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Parâmetros

$H$

H

Altura média do fluxo

m

$x_e$

x_e

Distância da borda leste e meridiano de Greenwich

m

$y_n$

y_n

Distância equador borda norte

m

$\beta$

beta

Fator Beta Coriolis

rad/s m

$f$

f

Fator de Coriolis

rad/s

$f_0$

f_0

Fator de Coriolis de referência

rad/s

$T_i$

T_i

Fluxo principal

m^3/s

$\varphi$

phi

Latitude

rad

$R$

R

Raio do planeta

m

$\omega$

omega

Velocidade angular do planeta

rad/s

Variáveis

$a_{c,z}$

a_cz

Aceleração de Coriolis na direção z

m/s^2

$\Delta y$

Dy

Comprimento da caixa do modelo Stommel e Arons

m

$T_w$

T_w

Fluxo de perda

m^3/s

$U_x$

U_x

Fluxo médio de ressurgência por latitude

m^3/s

$S_0$

S_0

Ingresso

m^3/s

$\Delta x$

Dx

Largura da caixa do modelo Stommel e Arons

m

$\Delta t_y$

Dt_y

Movimento característico do intervalo de tempo em $y$

s

$\Delta t_z$

Dt_z

Movimento característico do intervalo de tempo em $z$

s

$x$

x

Posição de longitude

m

$y$

y

Posição em latitude

m

$v_z$

v_z

Velocidade de ressurgência

m/s

$v_y$

v_y

Velocidade no meridiano

m/s

$v_x$

v_x

Velocidade paralela

m/s

Cálculos

• Método alternativo
• Método tradicional
• Estratégia
• 2D
• 3D

Equação

Equação

Primeiro, selecione a equação: para , depois, selecione a variável: para

---

Cálculos

Símbolo

Equação

Resolvido

Traduzido

Cálculos

Símbolo

Equação

Resolvido

Traduzido

Variáve Dado Calcular Objetivo : Equação A ser usado

Equações

ID:(15585, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Analogamente ao fator de Coriolis, podemos estudar como o fator varia ao longo do arco, o que nos leva a obter o fator Beta Coriolis ($\beta$) dado por la latitude ($\varphi$), o raio do planeta ($R$) e la velocidade angular do planeta ($\omega$) por:

$\beta =\displaystyle\frac{ 2 \omega \cos \varphi }{ R }$

Condições

Variáveis

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$\varphi$

Latitude

$rad$

8596

$R$

Raio do planeta

$m$

8566

$\omega$

Velocidade angular do planeta

$rad/s$

8595

Relação

Desenvolvimento

Em analogia a o fator de Coriolis ($f$) definido com la latitude ($\varphi$) e la velocidade angular do planeta ($\omega$) como:

$f = 2 \omega \sin \varphi$

o fator varia no arco $R\theta$, com o raio do planeta ($R$) e la latitude ($\varphi$) como a latitude, de acordo com:

$\displaystyle\frac{\partial f}{\partial (R\varphi) }=\displaystyle\frac{ 2\omega\cos\varphi }{R}$

portanto, o fator Beta Coriolis ($\beta$) pode ser definido como:

$\beta =\displaystyle\frac{ 2 \omega \cos \varphi }{ R }$

ID:(12105, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Com base na relação entre a aceleração de Coriolis e as velocidades em cada eixo, podemos estimar a aceleração da ressurgência que ocorrerá na circulação. Utilizando a parametrização que depende do tamanho do setor e da latitude da localização, obtemos la aceleração de Coriolis na direção z ($a_{c,z}$) em função de o fator Beta Coriolis ($\beta$), o raio do planeta ($R$) e la velocidade paralela ($v_x$):

$a_{cz} = R \beta v_x$

Condições

Variáveis

$a_{c,z}$

Aceleração de Coriolis na direção z

$m/s^2$

8599

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$R$

Raio do planeta

$m$

8566

$v_x$

Velocidade paralela

$m/s$

9073

Relação

Desenvolvimento

Quando há movimento na direção x (leste-oeste), ocorre la aceleração de Coriolis na direção z ($a_{c,z}$) com la x velocidade do objeto ($v_x$), la velocidade angular do planeta ($\omega$) e la latitude ($\varphi$):

$a_{c,z} = 2 \omega v_x \cos \varphi$

Isso é complementado por la aceleração de Coriolis na superfície, na direção x ($a_{s,x}$) (leste-oeste), com o fator de Coriolis ($f$) e la y velocidade do objeto ($v_y$):

$a_{s,x} = f v_y$

e la aceleração de Coriolis na superfície, na direção y ($a_{s,y}$) (norte-sul) com o fator de Coriolis ($f$) e la x velocidade do objeto ($v_x$), que é definido como:

$a_{s,y} = - f v_x$

Onde o fator de Coriolis ($f$) é definido como:

$f = 2 \omega \sin \varphi$

Portanto, podemos introduzir o fator Beta Coriolis ($\beta$), definido como:

$\beta =\displaystyle\frac{ 2 \omega \cos \varphi }{ R }$

Com isso, obtemos:

$a_{cz} = R \beta v_x$

ID:(12104, 0)

Equação

>Top, >Modelo

A continuidade do fluxo nos permite determinar como as velocidades estão relacionadas em cada fase. Dessa forma, podemos estimar la velocidade de ressurgência ($v_z$) com base em o fator Beta Coriolis ($\beta$), o fator de Coriolis ($f$), o movimento característico do intervalo de tempo em $y$ ($\Delta t_y$), o movimento característico do intervalo de tempo em $z$ ($\Delta t_z$), o raio do planeta ($R$) e la velocidade no meridiano ($v_y$):

$v_z =\displaystyle\frac{ \beta }{ f }\displaystyle\frac{ \Delta t_z }{ \Delta t_y } R v_y$

Condições

Variáveis

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$f$

Fator de Coriolis

$rad/s$

8600

$\Delta t_y$

Movimento característico do intervalo de tempo em $y$

$s$

9065

$\Delta t_z$

Movimento característico do intervalo de tempo em $z$

$s$

9066

$R$

Raio do planeta

$m$

8566

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

$v_y$

Velocidade no meridiano

$m/s$

9075

Relação

Desenvolvimento

Se assumirmos tempos característicos para cada dimensão, podemos estimar as acelerações de Coriolis como velocidades divididas pelos seus tempos característicos, ou seja:

$v_i =a_i \Delta t_i$

onde i=x,y,z. Com a componente z, temos de acordo com aceleração de Coriolis na direção z $m/s^2$, fator Beta Coriolis $rad/s m$, raio do planeta $m$ e velocidade paralela $m/s$ que:

$a_{cz} = R \beta v_x$

Isso nos leva a:

$v_z=\beta R v_x\Delta t_z$

Por outro lado, com a equação para a componente x da aceleração de Coriolis, que é dada por , temos que, se não considerarmos o sinal:

$v_x=\displaystyle\frac{v_y}{f\Delta t_y}$

Substituindo v_x nesta equação anterior, temos com que:

$v_z =\displaystyle\frac{ \beta }{ f }\displaystyle\frac{ \Delta t_z }{ \Delta t_y } R v_y$

ID:(12089, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Como a velocidade de surgência é determinada por fator Beta Coriolis $rad/s m$, fator de Coriolis $rad/s$, movimento característico do intervalo de tempo em $y$ $s$, movimento característico do intervalo de tempo em $z$ $s$, raio do planeta $m$, velocidade de ressurgência $m/s$ e velocidade no meridiano $m/s$,

e a relação entre os tempos deve cumprir com , onde a velocidade é

a velocidade no fundo é dada por como

$v_y = \displaystyle\frac{f}{\beta H} v_z$

Condições

Variáveis

$H$

Altura média do fluxo

$m$

9067

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$f$

Fator de Coriolis

$rad/s$

8600

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

$v_y$

Velocidade no meridiano

$m/s$

9075

Relação

.

ID:(12090, 0)

Equação

>Top, >Modelo

A surgência depende da velocidade em direção à superfície e da posição na caixa. Uma vez que é maior em direção ao equador e relativamente uniforme ao longo da largura, ela é modelada de forma a variar apenas com a distância em relação à borda norte da caixa:

$y_n - y$

Portanto, com , temos o fluxo de surgência:

$U_x = v_z \Delta x ( y_n - y )$

Condições

Variáveis

$y_n$

Distância equador borda norte

$m$

9057

$U_x$

Fluxo médio de ressurgência por latitude

$m^3/s$

9076

$\Delta x$

Largura da caixa do modelo Stommel e Arons

$m$

9056

$y$

Posição em latitude

$m$

9070

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

Relação

ID:(12085, 0)

Equação

>Top, >Modelo

A velocidade de surgência é determinada usando o valor distância equador borda norte $m$, fluxo médio de ressurgência por latitude $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$, posição em latitude $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$.

O fluxo dentro da caixa pode ser modelado usando a equação

.

Especificamente, observa-se que a velocidade de surgência é maior em direção à borda oeste, o que pode ser representado por

$v_z(x) =\displaystyle\frac{2 v_z }{ H }( x_e - x )$

Condições

Variáveis

$H$

Altura média do fluxo

$m$

9067

$x_e$

Distância da borda leste e meridiano de Greenwich

$m$

9054

$x$

Posição de longitude

$m$

9071

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

Relação

con distância equador borda norte $m$, fluxo médio de ressurgência por latitude $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$, posição em latitude $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$.

A presença do fator 2 no modelo considera a média levando em conta o gradiente existente.

ID:(12086, 0)

Equação

>Top, >Modelo

A conservação do fluxo implica que o fluxo que se move ao longo da costa leste da América, representado por $T_w$, e as componentes que sofrem afloramento, representadas por $U_x$, são inicialmente gerados pelo volume que afunda, indicado como $S_0$, além daqueles provenientes da circulação por meio do afloramento. Portanto, podemos expressar da seguinte forma:

$S_0 + T_i = T_w + U_x$

Condições

Variáveis

$T_w$

Fluxo de perda

$m^3/s$

9063

$U_x$

Fluxo médio de ressurgência por latitude

$m^3/s$

9076

$T_i$

Fluxo principal

$m^3/s$

9062

$S_0$

Ingresso

$m^3/s$

9064

Relação

ID:(12087, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Neste caso, existem dois tipos de fluxos: o fluxo superficial e o fluxo em direção ou a partir da profundidade. Por conservação, podemos assumir que o fluxo total que flui em direção às profundidades no ponto S_0 deve corresponder ao fluxo total gerado pela surgência. Esta última ocorre em toda a superfície e com velocidade vertical, portanto:

$S_0 = v_z \Delta x \Delta y$

Condições

Variáveis

$\Delta y$

Comprimento da caixa do modelo Stommel e Arons

$m$

9059

$S_0$

Ingresso

$m^3/s$

9064

$\Delta x$

Largura da caixa do modelo Stommel e Arons

$m$

9056

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

Relação

ID:(12088, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Se a velocidade for multiplicada por altura média do fluxo $m$, fator Beta Coriolis $rad/s m$, fator de Coriolis $rad/s$, velocidade de ressurgência $m/s$ e velocidade no meridiano $m/s$:

com a altura H e a largura \Delta x, obtemos o fluxo:

$T_i \sim v_y H \Delta x$

Portanto, com altura média do fluxo $m$, fator Beta Coriolis $rad/s m$, fator de Coriolis $rad/s$, velocidade de ressurgência $m/s$ e velocidade no meridiano $m/s$, o fluxo é:

$T_i = \displaystyle\frac{f v_z}{\beta} \Delta x$

Condições

Variáveis

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$f$

Fator de Coriolis

$rad/s$

8600

$T_i$

Fluxo principal

$m^3/s$

9062

$\Delta x$

Largura da caixa do modelo Stommel e Arons

$m$

9056

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

Relação

ID:(12091, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Considerando a equação de balanço, com fluxo de perda $m^3/s$, fluxo médio de ressurgência por latitude $m^3/s$, fluxo principal $m^3/s$ e ingresso $m^3/s$:

a contribuição da fonte com comprimento da caixa do modelo Stommel e Arons $m$, ingresso $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$, que é:

o fluxo de fundo fator Beta Coriolis $rad/s m$, fator de Coriolis $rad/s$, fluxo principal $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$:

e a surgência, com distância equador borda norte $m$, fluxo médio de ressurgência por latitude $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$, posição em latitude $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$:

Assumindo que a zona chega ao equador (y_s\sim 0 e, portanto, \Delta y = y_n-y_s\sim y_n), temos que, com distância equador borda norte $m$, fluxo médio de ressurgência por latitude $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$, posição em latitude $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$:

$T_w = v_z \Delta x \left(\displaystyle\frac{ f }{ \beta } + y \right)$

Condições

Variáveis

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$f$

Fator de Coriolis

$rad/s$

8600

$T_w$

Fluxo de perda

$m^3/s$

9063

$\Delta x$

Largura da caixa do modelo Stommel e Arons

$m$

9056

$y$

Posição em latitude

$m$

9070

$v_z$

Velocidade de ressurgência

$m/s$

9074

Relação

ID:(12092, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Como o fator de Coriolis é dado por :

ele pode ser relacionado ao fator beta com base em sua variação ao redor de uma posição. Isso ocorre porque, na expansão de Taylor, obtemos:

$f \sim f_0 + \frac{df}{dy}y$

onde a derivada é:

$\frac{df}{dy} = 2\omega\cos\theta = \beta$

Assim, utilizando , temos:

$f = f_0 + \beta y$

Condições

Variáveis

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$f$

Fator de Coriolis

$rad/s$

8600

$f_0$

Fator de Coriolis de referência

$rad/s$

9072

$y$

Posição em latitude

$m$

9070

Relação

ID:(12093, 0)

Equação

>Top, >Modelo

Com fator Beta Coriolis $rad/s m$, fator de Coriolis $rad/s$, fluxo de perda $m^3/s$, largura da caixa do modelo Stommel e Arons $m$, posição em latitude $m$ e velocidade de ressurgência $m/s$, a equação

pode ser reescrita como

utilizando fator Beta Coriolis $rad/s m$, fator de Coriolis $rad/s$, fator de Coriolis de referência $rad/s$ e posição em latitude $m$,

$T_w =\displaystyle\frac{ S_0 }{ y_n }\left(\displaystyle\frac{ f_0 }{ \beta } + 2 y \right)$

Condições

Variáveis

$y_n$

Distância equador borda norte

$m$

9057

$\beta$

Fator Beta Coriolis

$rad/s m$

9060

$f_0$

Fator de Coriolis de referência

$rad/s$

9072

$T_w$

Fluxo de perda

$m^3/s$

9063

$S_0$

Ingresso

$m^3/s$

9064

$y$

Posição em latitude

$m$

9070

Relação

ID:(12094, 0)