Naładuj oscylator

Model oscylatora ładowania dla El Niño – Southern Oscillation (ENSO) to teoria opisana po raz pierwszy w 1997 roku przez Jin., która wyjaśnia okresowe zmiany temperatury powierzchni morza ( SST ) i termoklinę głębokość występująca w centralnej równikowej części Oceanu Spokojnego. Fizyczne mechanizmy leżące u podstaw tych oscylacji to okresowe doładowania i wyładowania strefowej średniej równikowej zawartości ciepła, wynikające z interakcji ocean-atmosfera. Zaproponowano inne teorie do modelowania ENSO, takie jak oscylator opóźniony, oscylator zachodniego Pacyfiku i oscylator refleksyjny adwekcyjny. Ujednolicony i spójny model został zaproponowany przez Wanga w 2001 roku, w którym model oscylatora ładowania jest uwzględniony jako szczególny przypadek.

Rozwój historyczny

Pierwsze próby modelowania ENSO podjął Bjerknes w 1969 roku, który zrozumiał, że ENSO jest wynikiem interakcji ocean-atmosfera. W 1975 roku Wyrtki dokonał ważnego kroku w zrozumieniu ENSO, który udoskonalił model Bjerknesa, zdając sobie sprawę, że gromadzenie się ciepłej wody na zachodnim Pacyfiku jest spowodowane nasileniem się pasatów i że zdarzenie El Niño jest wywoływane przez ciepła woda płynie na wschód w postaci fal Kelvina. Chociaż model Bjerknesa-Wyrtki wyjaśnił przyczyny, które wyzwalają zdarzenia El Niño, nie był w stanie poradzić sobie z cyklicznym charakterem całego ENSO. Powtarzający się charakter ENSO został wprowadzony przez Cane'a i Zebiaka w 1985 roku, którzy zrozumieli, że w wyniku zdarzenia El Niño głębokość termokliny na równiku jest mniejsza niż normalnie. Stan ten powoduje przejście do fazy zimnej, określanej również jako faza La Niña. Model zaproponowany przez Cane'a i Zebiaka był pierwszym, który uwzględnił sprzężoną interakcję ocean-atmosfera i system ocean-pamięć. Te dwa założenia są podstawą modelu opisanego przez Jina w 1997 roku, oscylatora ładowania.

Jakościowe wyjaśnienie modelu

Rysunek przedstawia cztery różne fazy modelu. Należy zauważyć, że gruba niebieska linia przedstawia anomalię głębokości termokliny (nie termoklinę).

{\ displaystyle \ tau}

to anomalia naprężenia wiatru.

Procesy fizyczne stojące za modelem oscylatora ładowania można podzielić na 4 różne fazy:

Ciepła faza : dodatnia anomalia ciepła w SST położona we wschodniej części Oceanu Spokojnego indukuje zachodnie anomalie wiatrowe, powodując osłabienie cyrkulacji Walkera . Skutkuje to anomalią równikowego nachylenia termokliny, która w porównaniu z sytuacją niezakłóconą jest teraz głębsza we wschodniej części Pacyfiku. Anomalia nachylenia termokliny wzmacnia anomalię naprężenia wiatru, a tym samym anomalię w SST, tworząc dodatnie sprzężenie zwrotne (ponieważ anomalia naprężenia wiatru jest również napędzana przez anomalię SST). Naprężenia wiatrowe stopniowo zmniejszają głębokość termokliny na zachodnim Pacyfiku i prowadzą do ujemnej strefowej średniej głębokości termokliny na całym Pacyfiku, ze względu na rozbieżność stref zintegrowanych Transport Sverdrup . To wyładowanie cieplne stopniowo zmniejsza głębokość termokliny również we wschodnim Pacyfiku, gdzie prowadzi do trendu ochładzania anomalii SST. Faza ta określana jest mianem El Niño i zwykle wiąże się z wyższą temperaturą w zachodniej części Oceanu Spokojnego oraz zwiększonym zagrożeniem suszami i pożarami w Australii.
Pierwsza faza przejściowa : W tej fazie anomalia temperatury SST spadła do zera. W związku z tym znika również anomalia naprężenia wiatru, która była spowodowana anomalią SST. W konsekwencji zmniejszy się również nachylenie termokliny między wschodnią i zachodnią częścią basenu, ponieważ jej niezrównoważenie jest spowodowane naporem wiatru. W tym okresie cała równikowa głębokość termokliny Pacyfiku jest anomalnie płytka, ponieważ zawartość ciepła w basenie oceanicznym została usunięta przez transport Sverdrup .
Faza ochładzania : Zmniejszona głębokość warstwy termokliny umożliwia pompowanie anomalnej zimnej wody do wschodniej warstwy powierzchniowej w wyniku upwellingu klimatycznego , co powoduje, że anomalia SST przechodzi w fazę ujemną w tej części Oceanu Spokojnego. Anomalia SST we wschodnim basenie wzmocni wiatry cyrkulacyjne Walkera, wzmacniając nachylenie termokliny; w rezultacie anomalia głębokości termokliny zwiększy się w zachodniej części Oceanu Spokojnego i zmniejszy się w jego wschodniej części. Wzrost pochylenia wywoła wzrost ujemnej anomalii SST, co spowoduje sprzężenie zwrotne podobne do fazy ciepłej, ale z odwrotnym skutkiem. Ta faza określana jest jako La Niña i charakteryzuje się większym parowaniem wód zachodniego Pacyfiku, częstszymi opadami deszczu i powodziami w całej Australii
Druga faza przejściowa : zwiększona cyrkulacja Walkera zwiększa naprężenia wiatrowe w kierunku zachodnim, zwiększając import ciepła do basenu równikowego z powodu transportu Sverdrup. To wprowadzenie ciepła pogłębia średnią głębokość termokliny nad równikowym Pacyfikiem, powodując zmniejszenie anomalii SST. Kiedy anomalia SST zostanie zredukowana do zera, dodatnia strefowa średnia termoklina doprowadzi do dodatniej anomalii SST we wschodniej części basenu, uruchamiając początek nowego cyklu.

Naładuj modele oscylatorów

Wyidealizowany model oscylatora ładowania

Wyidealizowana teoria bezwymiarowa, którą Jin zaproponował w 1997 roku w celu wyjaśnienia ENSO, składa się z opisanej poniżej struktury matematycznej. Polega na modelowaniu zachodniej i wschodniej części Oceanu Spokojnego jako dwóch basenów. Założenia i równania stojące za modelem wyjaśniono poniżej.

Anomalia głębokości termokliny we wschodniej części basenu jest bezpośrednio i ${\ displaystyle h_ {E$ związana z anomalią w zachodniej części z anomalią naprężenia wiatru τ $}$ ${\ displaystyle \ tau}$ , zgodnie z relacją

${\ textstyle h_ {E} = h_ {W} + \ tau}$ .

Zmiany anomalii głębokości termokliny nad zachodnim równikowym Pacyfikiem są matematycznie opisane równaniem

${\ Displaystyle {\ Frac {dh_ {W}} {dt}} = -rh_ {W} -F _ {\ tau}}$

gdzie ${\ displaystyle -rh_ {W}}$ reprezentuje dostosowanie oceanu, charakteryzujące się szybkością procesu tłumienia w wyniku $równikowej$ utraty energii do prądów warstwy granicznej, które występują na wschodniej stronie i zachodniej stronie basenu . Drugi człon $;$ transport Sverdrup przez basen lub w równym stopniu transport ciepła do lub z Transport Sverdrup zależy od zwijania się wiatru ${\ Displaystyle \ nabla \ razy \ tau}$ . Ponieważ $wiatru i$ przybliżenie , gdzie ${\ textstyle F_ {\ tau} = \ alfa \ tau}$ ${\ textstyle \ alfa}$ jest stałą. Znak minus w powyższym równaniu wynika z faktu, że naprężenie wiatru zachodniego zmniejsza głębokość termokliny w basenie zachodnim, podczas gdy wymuszony pasat (którego kierunek jest zawsze ze wschodu na zachód) zwiększa głębokość termokliny.

Poprzednie równania dostarczają uproszczonego opisu równikowego dostosowania oceanicznego w całym basenie pod wpływem anomalnego naprężenia wiatru.

$Ewolucja$ anomalii SST czasie jest opisana

${\ Displaystyle {\ Frac {dT_ {E}}} {dt}} = - cT_ {E} + \ gamma h_ {E} + \ delta _{s}\tau _{E}}$

gdzie $-cT_ {E}}$ $\ textstyle + \ gamma h_ {E}}$ reprezentuje relaksację SST spowodowaną procesami tłumienia szybkości, ${$ bierze pod uwagę upwelling klimatologiczny $a$ adwekcyjne ${\ textstyle \ tau _ {E}}$ to naprężenie wiatru uśrednione w regionie, w którym występuje SST, ${\ textstyle \ gamma}$ i ${\ textstyle \ delta _ {s}}$ to odpowiednio współczynniki termokliny i współczynniki sprzężenia zwrotnego pompowania Ekmana .

$wyjaśniono$ w poprzedniej sekcji, atmosferyczną odpowiedzią na anomalię SST jest zwiększone naprężenie wiatru , którego orientacja zależy od znaku anomalii Na wielkość anomalii naprężenia wiatru ma wpływ obszar strefowy, w którym uśrednia się SST, a wyniki są większe, jeśli weźmie się pod uwagę cały basen, a nie tylko jego wschodnią część. Ta obserwacja pozwala przybliżyć zależność między ${\ textstyle \ tau}$ , ${\ textstyle \ tau _ {E}}$ i ${\ displaystyle T_ {E}}$ :

${\ Displaystyle \ tau = bT_ {E}, \ tau _ {E} = b'T_ {E}}$

ze współczynnikami sprzężenia ${\ Displaystyle b, b'} .$

Z poprzednich równań można wyprowadzić liniowy układ sprzężony , który opisuje głębokość termokliny i ewolucję czasową anomalii SST we wschodniej części basenu:

${\ Displaystyle {\ Frac {dh_ {W}} {dt}} = -rh_ {W} - \ alfa bT_ {E}}$

${\ Displaystyle {\ Frac {dT_ {E}}} {dt}} = RT_ {E} + \ gamma h_ {W}}$

gdzie jest początkowo zdefiniowany jako suma już wprowadzonych stałych ${\ Displaystyle \ gamma b, \ delta _ {s} b'}$ $i$ $-c}$ { i opisuje hipotezę pozytywnego sprzężenia zwrotnego Bjerknesa. Jak już wspomniano, ${\ textstyle \ gamma b}$ reprezentuje sprzężenie zwrotne termokliny, ${\ Displaystyle \ delta _ {s} b'}$ upwelling Ekmana i $tłumienia$ . Z powodu słabego lokalnego naprężenia wiatru uśrednionego w basenie wschodnim, parametr sprzężenia zwrotnego upwellingu Ekmana $znikomy$ porównaniu z pozostałymi dwoma terminami, ostatecznie ${\ Displaystyle R = \ gamma pne}$ .

Ulepszone podejście fizyczne

Przedstawiony powyżej model jest nadal mocno wyidealizowany. Istnieje podobne podejście, które bada te same anomalie klimatyczne w cyrkulacji Walkera wraz z anomaliami grubości warstwy powierzchniowej oceanu, ale z bardziej fizyczną perspektywą.

Kluczowe procesy tego modelu oscylatora ładowania nadal obejmują ocean (dynamika, zachowanie objętości i budżet cieplny) oraz atmosferę, prowadząc w ten sposób do innego sprzężonego modelu, który kompleksowo opisuje mechanizm różnych faz ENSO. Założenia są nieco inne niż w modelu opisanym powyżej.

$został$ jako warstwa powierzchniowa o zmniejszonej grawitacji o średniej grubości . Stosując podobne podejście, jak opisano powyżej, biorąc pod uwagę anomalię naprężenia wiatru $i$ $)$ (na przykład , możliwe jest poznanie drugiej anomalii głębokości ( ${\ displaystyle h_ {E}}$ ) poprzez relację:

${\ Displaystyle g '{\ Frac {h_ {E} -h_ {W}} {L}} = {\ Frac {\ tau} {\ rho _ {0} H}}}$

gdzie ${\ Displaystyle g'}$ jest zmniejszoną grawitacją ${\ Displaystyle g'= g {\ Frac {\ Delta \ rho} {\ rho _ {0}}}}$ . Narzucając zachowanie objętości, można zobaczyć, że jedynym transportem, który może istnieć, jest transport południkowy. Osiąga się to poprzez transport Sverdrup wywołany anomalią naprężenia wiatru.

Pionowa zintegrowana prędkość północ-południe wynosi wtedy:

${\ Displaystyle V_ {TOT} = {\ Frac {1} {\ rho _ {0} \ beta _ {0}}} ({\frac {\częściowy \tau ^{y}}{\częściowy x}}-{\frac {\częściowy \tau ^{x}}{\częściowy y}})}$ .

Niemniej jednak w tym modelu nie możemy uwzględnić anomalii naprężenia wiatru w kierunku południkowym, prowadzącej do ostatecznego transportu zintegrowanego:

${\ Displaystyle V_ {TOT} = - {\ Frac {1} {\ rho _ {0} \ beta _ {0}}} {\ Frac {\ częściowe \tau ^{x}}{\częściowe y}}}$ .

Anomalia wiatrowa ma ograniczoną przestrzeń i maleje od równika; jego $granicę$ wyznacza równikowy promień deformacji Rossby'ego równiku przyjmuje wartość nieco wyższą niż 200 km Dlatego uważa się, że anomalia wiatrowa jest maksymalna na równiku i osiąga ponad granice $}}$ $mi$ poza . Na podstawie tego rozważania zintegrowany transport południkowy i odpowiadająca mu rozbieżność przepływu można obliczyć jako: ${\ displaystyle D}$

${\ Displaystyle V_ {TOT} = \ pm {\ Frac {1} {\ rho _ {0} \ beta _ {0}}} {\ Frac {\ tau} {R_ { EQ}}};\ \ \ \ \ D\sim {\frac {\tau}}{\rho _{0}\beta _{0}R_{EQ}^{2}}}}$

gdzie $całkowitym$ przepływie odnosi się do granicy północnej ( $)$ i południowej ( ${\ displaystyle -}$ )

Na podstawie tego, co właśnie opisano, zrozumienie i uwzględnienie wkładu dynamiki oceanu jest zakończone, a zatem możliwe jest oszacowanie całkowitej zmiany głębokości zachodniej termokliny jako:

${\ Displaystyle {\ Frac {dh_ {W}} {dt}} = - D-rh_ {W}}$

gdzie drugi wkład po prawej stronie wynika z tłumienia dostosowania oceanu względem warstwy granicznej i procesów bocznych.

Można poczynić dalsze rozważania na temat budżetu na ciepło w oceanach. Budżet ciepła uznaje się za otwarty dopiero wtedy, gdy po wschodniej stronie oceanu pojawi się anomalia temperaturowa. Aby temperatura na wschodnim Pacyfiku mogła się zmienić, potrzebna jest zarówno anomalia prędkości strefowej spowodowana anomalią naprężenia wiatru, jak i adwekcja pionowa.

W pierwszym przypadku poziomą prędkość przepływu przenoszącego ciepło można uznać za proporcjonalną do anomalii naprężenia wiatru jako: ${\ Displaystyle U = \ gamma \ tau}$ . Zależność ta jest ważna, o ile zakłada się, że basen brany pod uwagę jest napędzany wyłącznie wiatrem i nie podlega wpływowi ruchu obrotowego Ziemi . Dodatnie $odpowiadają$ dodatnim wartościom anomalii naprężenia wiatru.

W ten sposób anomalię temperatury wzdłuż wschodniego Pacyfiku (adwekcję tła klimatologicznego pola temperatury) można postrzegać jako:

${\ Displaystyle -u {\ Frac {\ częściowe T} {\ częściowe x}} \ sim U {\ Frac {\ Delta _ {h} T} {L}} }$

Rysunek przedstawia symulację oscylacji anomalii temperatury i anomalii głębokości termokliny na przestrzeni 40 lat. Amplituda oscylacji maleje w czasie z powodu uwzględnionych w modelu efektów tłumienia. Warunki początkowe (T=2°C, hW ₌ 0).

gdzie $wschodnią$ zachodnią częścią basenu.

Jeśli chodzi o konwekcję, konwekcję pionową na wschodzie można normalnie oszacować na ok

${\ Displaystyle -u {\ Frac {\ częściowe {\ bar {T}}} {\ częściowe z}} \ sim -{\bar {\omega}}{\frac {{\bar {T}}_{SURF}-{\bar {T}}_{-H}}{H}}}$

gdzie słupek powyżej temperatury odnosi się do sytuacji klimatycznej. W tym przypadku $displaystyle \ omega}} = - \$ do upwellingu, a jego związek z naprężeniem wiatru można sparametryzować jako $displaystyle$ , gdzie znak minus zapewnia, że dodatniemu naprężeniu wiatru odpowiada spadek upwellingu we wschodnim basenie. W rzeczywistości dodatnia anomalia naprężenia wiatru generuje odpowiednią ujemną anomalię upwellingu ${\ Displaystyle {\ tylda {\ omega}}}$ . Wynikająca z tego redukcja głębokiej zimnej wody generuje anomalię temperatury, a tym samym dodatni strumień ciepła obliczony jako:

${\ Displaystyle - {\ tylda {\ omega}} {\ Frac {T_ {SURF} -T_ {-H}} {H} }\sim \alpha \tau {\frac {\Delta _{v}T}{H}}}$

gdzie $.$ pionową

$jest wyższa$ temperatura wody głębokiej ( ), ten wkład dodatniej anomalii naprężenia wiatru

Niemniej jednak przesunięcie w dół profilu temperatury wody (termoklina pogłębia się o $sugeruje,$ temperaturę na głębokości $.$ za znalezioną wartość klimatologiczną w ${\ Displaystyle -H + h_ {E}}$ . Należy podkreślić, że temperatura powierzchni w tym momencie obejmuje wzrost spowodowany anomalią.

Otrzymuje się zatem następujący wynik:

${\ Displaystyle - {\ bar {\ omega}} ({\ Frac {T_{E}}{z}}-{\frac {\częściowe {\bar {T}}}{\częściowe z}}{\frac {h_{E}}{H}})\sim -{\ frac {\bar {\omega }}{H}}T_{E}+{\frac {{\bar {\omega}}\Delta _{v}T}{H^{2}}}h_{E} }$ .

Rysunek przedstawia symulację zależności między anomalią temperatury a anomalią głębokości termokliny oraz jej zmiany w czasie. Takie same warunki startowe jak powyżej.

Grupując trzy wkłady z adwekcji, zmiana w czasie anomalii temperatury spowodowanej adwekcją wynosi:

${\ Displaystyle {\ Frac {dT_ {E}}} {dt}} = - (r '+ {\ Frac {\ bar {\ omega}}} {H}}) + {\ Frac {{\ bar {\ omega} }\Delta _{v}T}{H^{2}}}h_{E}+(\gamma {\frac {\Delta _{h}T}{L}}+\alpha {\frac {\Delta _{v}T}{H}})\tau}$ .

W końcowym wkładzie składnik tłumiący (pierwszy po prawej stronie) jest dodawany w podobny sposób do tego, co zostało zrobione powyżej dla ${\ Displaystyle {\ Frac {dh_ {W}}} {dt }}}$ .

Można dalej założyć, że zależność między anomalią naprężenia wiatru a anomalią temperatury jest określona wzorem: ${\ displaystyle \ tau = \ mu T_ {E}}$ .

Ostatecznie sprzężony model jest kompletny i opisany w następujący sposób:

${\ Displaystyle {\ Frac {dh_ {W}} {dt}} = - {\ Frac {\ mu T_ {E}} { \rho _{0}\beta _{0}R_{EQ}^{2}}}-rh_{W}}$

${\ Displaystyle {\ Frac {dT_ {E}}} {dt}} = [\ mu (\ gamma {\ Frac {\ Delta _ {h} T} {L}} + \ alfa {\ Frac {\ Delta _ { v}T}{H}}+{\frac {{\bar {\omega}}L\Delta _{v}T}{H^{3}g'\rho _{0}}}-r') -{\frac {\bar {\omega}}{H}}]T_{E}+{\frac {{\bar {\omega}}\Delta _{v}T}{H^{2}}} h_{W}}$ .

Porównanie z rzeczywistymi pomiarami

Pomimo ulepszeń, poprzedni model jest nadal uproszczeniem rzeczywistego mechanizmu, który jest znacznie bardziej złożony w swoim działaniu. Animacja wyraźnie pokazuje eliptyczne zachowanie w czasie w relacji między anomaliami temperatury i głębokości, czego nie obserwuje się w obserwacjach danych historycznych. Opisany powyżej model uwzględnia symetryczne zachowanie dwóch różnych faz (El Niño i La Niña), czego nie obserwuje się w rzeczywistości. Na przykład, jak pokazano w pracy McPhaden et al. (2000): „strumienie powietrza i morza, które są negatywnym sprzężeniem zwrotnym na wzrost anomalii SST w równikowym zimnym języku, są bardziej skuteczne w ogrzewaniu oceanu podczas zimnych faz ENSO niż w chłodzeniu oceanu podczas ciepłych faz ENSO. Alternatywnie , zdolność upwellingu i pionowego mieszania do schłodzenia powierzchni może nasycić się na pewnym progu, powyżej którego dalsze płycizny termokliny nie prowadzą do dalszego chłodzenia SST”.

Zobacz też

^ ^{abc Jin,}^{Fei -}^Fei (1997). „Paradygmat ładowania oceanu równikowego dla ENSO. Część I: Model koncepcyjny”. Journal of Atmospheric Sciences . 54 (7): 811–829. doi : 10.1175/1520-0469(1997)054<0811:AEORPF>2.0.CO;2 .
^ Monachium, Maciej; Trzcina, Mark A .; Żebiak, Stephen E. (15.05.1991). „Badanie oscylacji samowzbudnych tropikalnego układu ocean-atmosfera. Część II: przypadki nieliniowe” . Journal of Atmospheric Sciences . 48 (10): 1238–1248. doi : 10.1175/1520-0469(1991)048<1238:ASOSEO>2.0.CO;2 . ISSN 0022-4928 .
Bibliografia _ Weiberg, Robert; Virmani, Jyotika (15 marca 1999). „Międzyroczna zmienność na Zachodnim Pacyfiku związana z oscylacją El Niño-Southern” . Dziennik badań geofizycznych . 104 : 5131–5149. doi : 10.1029/1998JC900090 .
^ Picaut, Joël; Masia, François (1 sierpnia 1997). „Adwekcyjno-refleksyjny model koncepcyjny oscylacyjnej natury ENSO” . nauka . 277 (5326): 663–666. doi : 10.1126/science.277.5326.663 .
^ Wang, Chunzai (2001-01-01). „Zunifikowany model oscylatora dla oscylacji południowej El Niño” . Dziennik klimatu . 14 (1): 98–115. doi : 10.1175/1520-0442(2001)014<0098:AUOMFT>2.0.CO;2 . ISSN 0894-8755 . S2CID 55780373 .
^ Bjerknes, Jakub (1 marca 1969). „Telepołączenia atmosferyczne z równikowego Pacyfiku” . Miesięczny przegląd pogody . 93 : 163–172. doi : 10.1175/1520-0493(1969)097<0163:ATFTEP>2.3.CO;2 .
^ Wyrtki, Klaus (1975-10-01). „El Niño - dynamiczna reakcja równikowego Oceanu Spokojnego na wymuszanie atmosferyczne” . Dziennik Oceanografii Fizycznej . 5 (4): 572–584. doi : 10.1175/1520-0485(1975)005<0572:ENTDRO>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .
^ Trzcina, Marek; Zebiak, Stefan (31 maja 1985). „Teoria El Niño i oscylacji południowej” . nauka . 228 (4703): 1085–1087. doi : 10.1126/science.228.4703.1085 . PMID 17737902 . S2CID 31597684 .
^ „Susza i sezon pożarów w Australii | Globalna misja pomiaru opadów NASA” . gpm.nasa.gov . Źródło 2022-03-24 .
Bibliografia _ „6 skutków La Nina - Spowodowane - Proces” . DeepOceanFacts.com . Źródło 2022-03-24 .
^ Deser, Clara (30 maja 1989). „Wielkoskalowe cechy cyrkulacji atmosferycznej epizodów ciepłych i zimnych w tropikalnym Pacyfie” (PDF) . Dziennik klimatu . 3 (11): 1254–1281. doi : 10.1175/1520-0442(1990)003<1254:LSACFO>2.0.CO;2 . JSTOR 26196160 .
^ ^a ^b ^c ^d ^e Cushman-Roisin, Benoit (2010). Wprowadzenie do geofizycznej dynamiki płynów, aspekty fizyczne i numeryczne . Prasa akademicka. s. 649–657. ISBN 9780120887590 .
^ Mathieu, Pierre-Philippe; Deleersnijder, Eric; Cushman-Roisin, Benoit; Beckers, Jean-Marie; Pogrubienie, Karsten (2002-06-01). „Rola topografii w małych, dobrze wymieszanych zatokach, z zastosowaniem do laguny Mururoa” . Badania szelfu kontynentalnego . 22 (9): 1379–1395. doi : 10.1016/S0278-4343(02)00002-X . ISSN 0278-4343 .
^ Timmermann, Axel; An, Wkrótce-Il; Kug, Jong Seong; Jin, Fei-Fei; Cai, Wenju; Capotondi, Antonietta; Cobb, Kim M.; Lengaigne, Matthieu; McPhaden, Michael J.; Stuecker, Malte F.; Stein, Karl (lipiec 2018). „Złożoność El Niño – oscylacja południowa” . Natura . 559 (7715): 535–545. doi : 10.1038/s41586-018-0252-6 . ISSN 1476-4687 . PMID 30046070 . S2CID 50784105 .
^ ^a ^b Mc Phaden, Michael J. (3 stycznia 2000). „Obserwacje zmian objętości ciepłej wody na równikowym Pacyfiku i ich związek z El Niño i La Niña”. Amerykańskie Towarzystwo Meteorologiczne .

[:1-1] {abc Jin,}^{Fei -}^Fei (1997). „Paradygmat ładowania oceanu równikowego dla ENSO. Część I: Model koncepcyjny”. Journal of Atmospheric Sciences . 54 (7): 811–829. doi : 10.1175/1520-0469(1997)054<0811:AEORPF>2.0.CO;2 .

[2] Monachium, Maciej; Trzcina, Mark A .; Żebiak, Stephen E. (15.05.1991). „Badanie oscylacji samowzbudnych tropikalnego układu ocean-atmosfera. Część II: przypadki nieliniowe” . Journal of Atmospheric Sciences . 48 (10): 1238–1248. doi : 10.1175/1520-0469(1991)048<1238:ASOSEO>2.0.CO;2 . ISSN 0022-4928 .

[3] Bibliografia _ Weiberg, Robert; Virmani, Jyotika (15 marca 1999). „Międzyroczna zmienność na Zachodnim Pacyfiku związana z oscylacją El Niño-Southern” . Dziennik badań geofizycznych . 104 : 5131–5149. doi : 10.1029/1998JC900090 .

[4] Picaut, Joël; Masia, François (1 sierpnia 1997). „Adwekcyjno-refleksyjny model koncepcyjny oscylacyjnej natury ENSO” . nauka . 277 (5326): 663–666. doi : 10.1126/science.277.5326.663 .

[5] Wang, Chunzai (2001-01-01). „Zunifikowany model oscylatora dla oscylacji południowej El Niño” . Dziennik klimatu . 14 (1): 98–115. doi : 10.1175/1520-0442(2001)014<0098:AUOMFT>2.0.CO;2 . ISSN 0894-8755 . S2CID 55780373 .

[6] Bjerknes, Jakub (1 marca 1969). „Telepołączenia atmosferyczne z równikowego Pacyfiku” . Miesięczny przegląd pogody . 93 : 163–172. doi : 10.1175/1520-0493(1969)097<0163:ATFTEP>2.3.CO;2 .

[7] Wyrtki, Klaus (1975-10-01). „El Niño - dynamiczna reakcja równikowego Oceanu Spokojnego na wymuszanie atmosferyczne” . Dziennik Oceanografii Fizycznej . 5 (4): 572–584. doi : 10.1175/1520-0485(1975)005<0572:ENTDRO>2.0.CO;2 . ISSN 0022-3670 .

[8] Trzcina, Marek; Zebiak, Stefan (31 maja 1985). „Teoria El Niño i oscylacji południowej” . nauka . 228 (4703): 1085–1087. doi : 10.1126/science.228.4703.1085 . PMID 17737902 . S2CID 31597684 .

[9] „Susza i sezon pożarów w Australii | Globalna misja pomiaru opadów NASA” . gpm.nasa.gov . Źródło 2022-03-24 .

[10] Bibliografia _ „6 skutków La Nina - Spowodowane - Proces” . DeepOceanFacts.com . Źródło 2022-03-24 .

[11] Deser, Clara (30 maja 1989). „Wielkoskalowe cechy cyrkulacji atmosferycznej epizodów ciepłych i zimnych w tropikalnym Pacyfie” (PDF) . Dziennik klimatu . 3 (11): 1254–1281. doi : 10.1175/1520-0442(1990)003<1254:LSACFO>2.0.CO;2 . JSTOR 26196160 .

[:0-12] Cushman-Roisin, Benoit (2010). Wprowadzenie do geofizycznej dynamiki płynów, aspekty fizyczne i numeryczne . Prasa akademicka. s. 649–657. ISBN 9780120887590 .

[13] Mathieu, Pierre-Philippe; Deleersnijder, Eric; Cushman-Roisin, Benoit; Beckers, Jean-Marie; Pogrubienie, Karsten (2002-06-01). „Rola topografii w małych, dobrze wymieszanych zatokach, z zastosowaniem do laguny Mururoa” . Badania szelfu kontynentalnego . 22 (9): 1379–1395. doi : 10.1016/S0278-4343(02)00002-X . ISSN 0278-4343 .

[14] Timmermann, Axel; An, Wkrótce-Il; Kug, Jong Seong; Jin, Fei-Fei; Cai, Wenju; Capotondi, Antonietta; Cobb, Kim M.; Lengaigne, Matthieu; McPhaden, Michael J.; Stuecker, Malte F.; Stein, Karl (lipiec 2018). „Złożoność El Niño – oscylacja południowa” . Natura . 559 (7715): 535–545. doi : 10.1038/s41586-018-0252-6 . ISSN 1476-4687 . PMID 30046070 . S2CID 50784105 .

[:2-15] Mc Phaden, Michael J. (3 stycznia 2000). „Obserwacje zmian objętości ciepłej wody na równikowym Pacyfiku i ich związek z El Niño i La Niña”. Amerykańskie Towarzystwo Meteorologiczne .