4.0 Descripción general

Este capítulo describe en términos generales los principales patrones cíclicos que determinan la variabilidad intraestacional e intraanual en los trópicos y su impacto en las zonas en latitudes más altas. Describiremos el papel potencial de las oscilaciones multidecenales en la modulación de esos ciclos más breves. Presentaremos los patrones atmosféricos y oceánicos típicos de las oscilaciones y explicaremos qué métodos podemos emplear para seguir su evolución. Presentaremos las soluciones clásicas para las ondas tropicales y describiremos los efectos de la humedad en dichas ondas.

Temas de enfoque

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4.0 Descripción general »
Objetivos de aprendizaje

Al final de este capítulo, debería ser capaz de:

• describir la estructura básica y la escala temporal de la oscilación de Madden-Julian (OMJ);
• comprender los mecanismos de formación de la OMJ;
• comprender el rol de la OMJ en la variabilidad atmosférica y oceánica;
• describir las características generales de las ondas ecuatoriales (ondas de Kelvin, ondas de Rossby, ondas mixtas de Rossby-gravedad), incluida su escala de longitud, duración y velocidad;
• describir en forma gráfica o matemática los mecanismos de formación de las ondas ecuatoriales;
• describir la circulación de Walker;
• dar una definición del Índice de la Oscilación del Sur (IOS);
• describir el fenómeno ENOS en términos de su comienzo, amplitud máxima y duración;
• describir las teorías antecedentes y actuales del ciclo ENOS (desde la teoría de Bjerknes hasta las más recientes, como la teoría del oscilador retardado);
• comparar y contrastar los patrones de fase cálida (El Niño) y fase fría (La Niña) en términos de las anomalías atmosféricas y oceánicas en el Pacífico ecuatorial;
• describir al menos cinco impactos climáticos de El Niño (p. ej., sequía en Australia, fuertes lluvias en Perú, más ciclones de invierno en el sur de EE.UU. y en el Caribe, menos huracanes en el Atlántico);
• describir al menos cinco impactos climáticos de La Niña (p. ej., incremento en la lluvia en el Pacífico occidental, inviernos más secos en el sudeste de EE.UU., veranos más húmedos en el Caribe y en América Central);
• definir la oscilación cuasi-bienal (OCB);
• describir su impacto en el clima tropical (p. ej., el efecto en la formación estacional de ciclones tropicales);
• describir brevemente la oscilación decenal del Pacífico, la oscilación multidecadal del Atlántico y la oscilación del Atlántico Norte;
• describir al menos un mecanismo mediante el cual los trópicos pueden imponer la variabilidad decenal en las regiones extratropicales;
• describir al menos un impacto de las fluctuaciones decenales en la variabilidad interanual e intraestacional.

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional

¿Cómo se distinguen los trópicos de las latitudes medias? Por las escalas de movimiento atmosférico y la energía asociada con los fenómenos meteorológicos transitorios, como los ciclones. Por ejemplo, debido al contraste de temperatura y densidad entre las distintas masas de aire, en las latitudes medias la inestabilidad atmosférica es una situación común. En las zonas de interacción entre las masas de aire, la energía se concentra en los ciclones extratropicales. En contraste, la atmósfera tropical es relativamente homogénea, de modo que los efectos locales y de mesoescala predominan sobre las influencias sinópticas, salvo en el caso de los ciclones tropicales. Muchas escalas de movimiento participan en el transporte de energía, humedad y momento en los trópicos y entre los trópicos y las latitudes medias.

La figura 4.2 presenta de forma esquemática las principales fuentes de variabilidad tropical y sus interacciones. El régimen que abarca desde los conglomerados de nubes y la OMJ incluye las ondas tropicales.

Fundamentalmente, el transporte atmosférico de calor y humedad a través de las latitudes es producto del transporte meridional en las células de Hadley: el aire caliente asciende en sistemas de tormentas en los trópicos para luego enfriarse y hundirse en las regiones subtropicales. Se observan regiones de calentamiento e intensa actividad convectiva sobre los continentes y las cuencas oceánicas cálidas de los trópicos. Esta convección también engendra circulaciones zonales. En este capítulo nos proponemos comprender los fenómenos meteorológicos y climáticos que constituyen la respuesta a estos máximos de calentamiento con el fin de formular una visión cabal de la atmósfera tropical.

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.1 Oscilación de Madden-Julian (OMJ)

La oscilación de Madden-Julian (OMJ)^a comenzó a documentarse poco después de su identificación original, en 1971.^2,3 Se ha demostrado que la OMJ afecta el clima en los trópicos con distintos grados de amplitud, desde la convección tropical a pequeña escala hasta las circulaciones de escala planetaria.⁴ En esta sección describiremos la estructura y la escala temporal básicas de la OMJ, examinaremos los mecanismos que llevan a su formación y trataremos de comprender el rol de este fenómeno en la variabilidad atmosférica y oceánica.

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.1 Oscilación de Madden-Julian (OMJ) »
4.1.1.1 Estructura espacial y temporal básica de la OMJ

A principios de la década de 1970, los análisis de las observaciones realizadas en las regiones tropicales revelaron que en muchas zonas tropicales la presión en la superficie y los vientos atmosféricos tienden a exhibir un ciclo coherente con un período de 30 a 60 días.^2,3,5,6 Las investigaciones posteriores han vinculado dichas variaciones a la alternancia entre amplias zonas de actividad e inactividad de lluvias tropicales, tanto en el hemisferio norte como en el sur: extensas zonas de nubes activas y lluvia siguen la línea ecuatorial y se propagan hacia el este a intervalos de 30 a 60 días. En las regiones cerca del ecuador de los océanos Índico y Pacífico se nota también una fuerte correlación entre la lluvia y tales perturbaciones (fig. 4.3).

La OMJ es un sistema acoplado océano-atmósfera. El componente atmosférico se caracteriza por una oscilación que se propaga hacia el este desde el continente marítimo a lo largo de la línea ecuatorial⁷ a aproximadamente 5 m s⁻¹, lo cual corresponde a un período aproximado de 30 a 60 días para la OMJ atmosférica, cuya escala espacial se puede describir en términos de una longitud de onda local aproximada de 12 000 a 20 000 km. La OMJ suele estar más organizada en la región comprendida entre el océano Índico austral a través de Australia, hacia el este, hasta el Pacífico occidental, en el verano austral. La señal atmosférica característica es evidente en la presión de superficie, la intensidad de los vientos troposféricos en altura y en niveles inferiores (divergencia) y en los campos representativos de la convección profunda (humedad relativa, radiación de onda larga saliente y agua precipitable). La onda no es evidente en los vientos de la troposfera media.^2,3,4

El componente oceánico de la OMJ exhibe una oscilación de período un poco más largo, entre 60 y 75 días. La señal oceánica característica de la OMJ es evidente en la temperatura de la superficie del mar (TSM), la profundidad de la capa de mezcla, el flujo de calor latente superficial y los campos de tensión del viento en la superficie.

La OMJ es evidente en al menos cuatro campos atmosféricos y otros tantos campos relacionados con el océano. Trate de recordar el nombre de estos ocho campos.

Visite el sitio web del Centro de Predicción Climática (CPC) dedicado a la OMJ para ver algunos de estos campos: http://www.cpc.ncep.noaa.gov/products/precip/CWlink/MJO/mjo.shtml
Oficina Australiana de Meteorología (Australian Bureau of Meteorology), observación de la OMJ: http://www.bom.gov.au/climate/mjo/

La combinación de 91 eventos de OMJ observados en Darwin, Australia en los veranos australes entre 1957 y 1987⁸ reveló una oscilación con magnitudes del orden de 5 m s⁻¹ en el viento zonal, de 1 m s⁻¹ en el viento meridional, de 0,5 K en la temperatura, de 5 mm diarios en las precipitaciones y del 10 % en la humedad relativa. Las anomalías de temperatura y humedad se pueden visualizar en términos de un perfil vertical de temperatura potencial equivalente, θ_e (fig. 4.4). Estos tres perfiles son indistinguibles en la capa límite planetaria y, de hecho, las diferencias entre los períodos de actividad e inactividad convectiva solo son evidentes en los niveles superiores a 700 hPa.⁹

La estructura baroclínica de la oscilación atmosférica asociada con la OMJ presenta calentamiento en la troposfera superior y enfriamiento en la capa cerca de la superficie durante la fase occidental, con anomalías del viento del oeste que se extienden hasta el nivel de 300 hPa. Esto es coherente con el calentamiento de la troposfera media por liberación de calor latente (típico de la convección profunda) y el enfriamiento de la troposfera inferior provocado por la evaporación de la lluvia; este evento de precipitación precede a la llegada de las anomalías del viento del oeste a razón de aproximadamente 4 días.⁸

La lluvia que precede a la anomalía máxima del viento del oeste en la superficie es producto de la mayor convergencia debajo de la convección. Esta estructura baroclínica de la OMJ se representa esquemáticamente en la figura 4.3: los paneles de la F a la A siguen el paso de la fase occidental «húmeda» y los paneles de la A a la E siguen la fase oriental «seca» de la OMJ a través de la zona de aguas cálidas del Pacífico occidental. La fase occidental de la OMJ se caracteriza por la propagación de la convección hacia el este, presiones superficiales anormalmente bajas, anomalías del viento zonal del oeste en la troposfera inferior y anomalías del viento zonal del este en la troposfera superior. La fase oriental de la OMJ se caracteriza por la inhibición de la convección, presiones superficiales anormalmente altas, anomalías del viento zonal del este en la troposfera inferior y anomalías del viento zonal del oeste en la troposfera superior. Esta estructura baroclínica corresponde claramente a modulaciones de las células de Walker alrededor del trópico.

Si pudiéramos acompañar a la OMJ en su viaje por el ecuador, veríamos que el aire en la superficie se aleja de la convección suprimida en ambas direcciones zonales y fluye hacia las regiones donde la convección se intensifica (es decir, convergencia de humedad en niveles bajos en la región de mayor convección). También observaríamos una divergencia anómala en la región de mayor convección de la troposfera superior que produce vientos del este (del oeste) anómalos al oeste (al este) de la convección. En el este, los intensos vientos del oeste aumentan la cizalladura y la subsidencia en la región de convección suprimida corriente arriba.

El efecto neto de estas anomalías del viento es la formación de giros anticiclónicos en la troposfera superior al oeste de la zona de mayor convección una vez que el fenómeno se intensifique en los océanos Índico y Pacífico occidental. Cuando la convección en la zona entre el océano Índico y el Pacífico central se ve suprimida, se forman giros ciclónicos anómalos hacia el oeste en la troposfera superior. En la superficie se observan patrones (anti)ciclónicos mucho más débiles. El efecto neto de estas anomalías es un patrón de mayor y menor extensión latitudinal de la OMJ alrededor del ecuador (fig. 4.5).

En los trópicos, la predictibilidad es intrínsecamente baja, porque aquí las restricciones de balance (como el equilibrio geostrófico) no controlan los movimientos atmosféricos.^b Claramente, la identificación de una señal o una condición de equilibrio coherente que rige los movimientos tropicales tiene enorme potencial para mejorar los pronósticos diarios. La OMJ es exactamente este tipo de modulador tropical.

El ciclo de vida de la oscilación de Madden-Julian presentado por el Dr. Roland Madden:
http://www.meted.ucar.edu/climate/mjo_es/

Página de información de la OMJ de la Oficina Australiana de Meteorología (BOM):
http://www.bom.gov.au/climate/mjo
http://www.bom.gov.au/climate/poama2.4/poama.shtml

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.1 Oscilación de Madden-Julian (OMJ) »
4.1.1.2 Mecanismos de formación y modulación de la OMJ

La OMJ exhibe grandes variaciones interanuales de intensidad.^11,12 Debido a su impacto en la circulación tropical, es importante comprender dicha variabilidad interanual para entender la variabilidad de las regiones tropicales de nuestro planeta.

Después de más de 35 años de estudio, sigue habiendo dudas sobre la fuente de los fenómenos que dan impulso a la OMJ. Esencialmente, hay dos opciones de visión global: (1) forzamiento interno o (2) forzamiento externo. Si se trata de un forzamiento interno, la OMJ es responsable de crear su propia fuente de energía (a través de un proceso de retroalimentación impulsado por la misma OMJ). Por el contrario, de ser producto de algún forzamiento externo, la OMJ dependería de otros fenómenos para seguir existiendo. Entonces, ¿cuál de estas dos posibilidades es la causa?

Examinaremos brevemente cómo los forzamientos internos y externos podrían engendrar una oscilación de 30 a 60 días de duración en la convección tropical, lo cual sería sintomático de la OMJ. El lector interesado encontrará un tratamiento mucho más completo en Zhang (2005).⁶

Teorías de forzamiento externo

Entre las varias teorías que postulan un forzamiento externo de la OMJ, cabe mencionar (1) las fluctuaciones intraestacionales del monzón asiático de verano; (2) el «forzamiento estocástico» provocado por la convección en la región de máxima intensidad de la OMJ; y (3) un forzamiento proveniente de las latitudes medias.

Se ha postulado la convección local de breve duración como posible mecanismo de generación de la energía^19,20 que mantiene la OMJ. Sin embargo, la escala espacial de las ondas engendradas por este forzamiento convectivo es demasiado pequeña como para representar la OMJ directamente. Un estudio más reciente²¹ sugiere que quizás la convección juegue un papel indirecto en el forzamiento de la OMJ, impartiendo energía a perturbaciones de escala sinóptica que a su vez alimentan la OMJ. Esta teoría es todavía objeto de estudio.

Otro mecanismo de forzamiento externo propuesto para la OMJ depende de las interacciones con las latitudes medias. Según esta teoría, es posible que el acoplamiento entre la OMJ y las perturbaciones baroclínicas de latitudes más altas amplifiquen la OMJ²² (aportan la energía necesaria para resistir frente a otros factores, como la fricción). Esta teoría presenta dos problemas: en primer lugar, las interacciones entre los trópicos y las latitudes medias solo ocurren en las regiones del Pacífico central y oriental,²³ donde la OMJ es más débil (fig. 4.6); en segundo lugar, el análisis estadístico de estos vínculos no ha demostrado la existencia de ninguna señal fuerte.²⁴ En la actualidad esta teoría no cuenta con mucho respaldo.

Teorías de forzamiento interno

En la actualidad, dos teorías defienden el forzamiento interno de la OMJ: (1) «CISK de ondas» y (2) retroalimentación por evaporación en la superficie. Estas dos teorías tienen un aspecto en común: ambas tratan de identificar fuentes locales de inestabilidad que apoyan la evolución de los patrones atmosféricos característicos de la OMJ. Las teorías de inestabilidad centradas en los trópicos dependen en gran medida de un vínculo con la convección, ya que esta es la fuente principal de inestabilidad en la región. Por eso no debería sorprendernos que en última instancia tanto la teoría de CISK de ondas como la de evaporación en la superficie depende de la generación de convección para forzar la OMJ.

La teoría de la evaporación en la superficie depende del «intercambio de calor en la superficie inducido por el viento» (Wind-Induced Surface Heat Exchange, WISHE³³) para vincular la fuente de la evaporación de la inestabilidad a la OMJ. Para funcionar, esta teoría debe satisfacer otros requisitos, como una estructura de ondas de Kelvin de escala planetaria y un régimen de viento medio en la superficie del este. Sin embargo, esta combinación de factores produce un máximo de evaporación al este de la región de máxima intensidad de la OMJ, y no al oeste, que es donde lo observamos.³⁴ Este modelo no se podrá utilizar para explicar la generación de la OMJ hasta que no se explique esta discrepancia entre la teoría y las observaciones. Pese a ello, hay quien aún sostiene que incluso si la evaporación en la superficie no engendra la OMJ, puede contribuir a mantenerla.³⁵

Incluso dentro de los límites impuestos por una breve presentación como esta, queda claro que muchas estructuras atmosféricas pueden afectar la OMJ, como los patrones de viento en la superficie, la estructura de vientos y temperatura en la troposfera superior, las fuentes de inestabilidad convectiva y la temperatura de la superficie del mar. Las teorías que acabamos de mencionar se fundamentan en distintos aspectos de las estructuras atmosféricas y oceánicas. El debate no cesará hasta que no se identifiquen los factores que controlan la evolución de la OMJ. El experimento de campo sobre el inicio de la convección de la OMJ (MJO Convection Onset, MISMO), realizado en 2006 en el océano Índico, y el Sistema de Observación en el Océano Índico (Indian Ocean Observing System, IndOOS) están generando nueva información sobre la formación de la OMJ.

Experimento de campo sobre el inicio de la convección de la OMJ (MJO Convection Onset, MISMO) en el océano Índico: http://www.jamstec.go.jp/iorgc/mismo/index-e.html

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.1 Oscilación de Madden-Julian (OMJ) »
4.1.1.3 Rol de la OMJ en la variabilidad atmosférica y oceánica

Como acabamos de descubrir, la OMJ es una perturbación de la convección y la circulación (principalmente en el viento zonal) de escala planetaria que más destacada a fines de primavera y durante el verano austral. La OMJ se propaga hacia el este por la línea ecuatorial y atraviesa los océanos Índico y Pacífico occidental con un período aproximado de 30 a 60 días. Originalmente, la OMJ se identificó mediante el filtrado espectral de los datos de radiosondeo obtenidos en estaciones en distintos lugares en los trópicos. Desde entonces, se han utilizado muchas otras variables y distintos métodos de filtrado para describir la OMJ con mayor exactitud y estudiar su variabilidad.

La señal de la OMJ no es constante en todas las estaciones y en distintos años. La OMJ es más intensa en el verano austral (diciembre a febrero) y en condiciones de ENOS neutrales, y tiende a suprimirse durante episodios de El Niño y La Niña intensos.

Se ha demostrado que la OMJ produce una serie de impactos en la atmósfera tropical. En los primeros estudios de la OMJ, su paso se vinculó a variaciones en las precipitaciones locales. También se ha demostrado que modula las fases de actividad e interrupción de los monzones asiático-australiano y africano.^c De hecho, el paso de la OMJ se ha vinculado al comienzo y a las fases de actividad e interrupción del sistema del monzón de verano australiano.⁷

Un estudio de las variaciones intraestacionales en la convección tropical a todas las escalas temporales reveló una jerarquía en la actividad convectiva³⁶ (fig. 4.7). La OMJ es el entorno que «envuelve» la convección intensificada o suprimida. Dentro de la fase activa, se observó la propagación hacia el este de la convección de escala sinóptica (los «superconglomerados de nubes») dentro del entorno envolvente de la OMJ; esto significa que los superconglomerados se propagaban más rápidamente que la OMJ. Los superconglomerados de nubes abarcan escalas espaciales de 2000 a 4000 km y escalas temporales de unos 10 días, lo cual es coherente con su naturaleza sinóptica. A su vez, los superconglomerados de nubes se componen de complejos convectivos de mesoescala (CCM), que son sistemas de tormentas casi circulares con escalas espaciales de unos cientos de kilómetros y temporales de aproximadamente un día (estos sistemas están fuertemente influenciados por el ciclo diurno).³⁷

La fase activa de la OMJ también se ha vinculado a una mayor frecuencia de ciclones tropicales, en comparación con la fase inactiva³⁸ (fig. 8.68). Se ha demostrado que el paso de la OMJ aumenta la organización de los sistemas convectivos de mesoescala en el Pacífico occidental ecuatorial,^39,40,41,42 de modo que la presencia de complejos convectivos de mesoescala era evidente justo antes del máximo de actividad convectiva asociado con el paso de la OMJ, después de lo cual seguían ciclones tropicales (fig. 4.8).

Para aprender más sobre el rol de la OMJ en la variabilidad oceánica y atmosférica, escuche este webcast de COMET The Role of the Madden-Julian Oscillation (MJO) in Oceanic and Atmospheric Variability, presentado por el Dr. Klaus Weickmann: http://meted.ucar.edu/climate/beyond_mjo/index.htm.

También se han postulado repercusiones atmosféricas más amplias de la OMJ: por ejemplo, un tren de ondas de Rossby penetra las latitudes medias del hemisferio norte desde el continente marítimo durante el paso de la fase activa de la MJO por la región.⁷ De este modo, la OMJ modula el tiempo en las latitudes medias, especialmente en el invierno boreal. Por ejemplo, las zonas de humedad que fluyen desde los máximos de lluvia de la OMJ sobre el Pacífico central producen fuertes precipitaciones e inundaciones a lo largo de la costa del Pacífico de EE.UU. y Canadá (fig. 4.9).

Además del aumento en las precipitaciones, es frecuente observar una correlación temporal entre ciertas fases particulares de la OMJ y las entradas de aire frío de invierno en el sur de California y los desiertos del sudoeste de América del Norte.⁴⁷

Resumen de los impactos de la OMJ a nivel mundial

Los impactos de la OMJ en los patrones atmosféricos globales están resumidos en las figuras 4.10a y 4.10b, las cuales muestran el efecto de la OMJ en las manifestaciones meteorológicas en 1 a 3 semanas.

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.1 Oscilación de Madden-Julian (OMJ) »
Sección especial 4-1: Enfoques de diagnóstico de la OMJ

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.1 Oscilación de Madden-Julian (OMJ) »
4.1.1.4 Pronóstico de la OMJ

Las primeras predicciones del paso de la OMJ comenzaron a estar disponibles a principios del siglo XXI. Tales pronósticos constituyen una guía de las anomalías locales de vientos, presión y convección que se pueden anticipar en un lugar determinado con varias semanas de antelación. Esta información contribuye a aumentar la predictibilidad general de las condiciones meteorológicas en los trópicos y permite comprender el probable grado de amenaza de ciclones tropicales en aquellas regiones donde la señal característica de la OMJ es muy fuerte; incluso cuando hay escasa evidencia de convección, la OMJ puede modular la cizalladura del viento y la vorticidad en los niveles inferiores.

Este tipo de análisis estructural de las fases del ciclo de la OMJ nos brinda el conocimiento de fondo necesario para elaborar métodos de seguimiento de la OMJ en tiempo real (por ejemplo, fig. 4.12).

Ahora contamos con toda la información y las técnicas necesarias para dar el próximo paso: ¡pronosticar la OMJ!

Animación en tiempo real de los diagnósticos de OMJ presentados en la figura 4.12:
http://www.bom.gov.au/climate/mjo

A la hora de elaborar un pronóstico para un sistema cíclico bastante regular, la capacidad de hacer referencia a la posición actual en el ciclo es útil. Por ejemplo, al hablar de una onda podemos hacer referencia a la «cresta» y el «valle».

Debido a la complejidad de estructura espacial de la OMJ, que abarca las zonas tropicales de todo el mundo, es conveniente dividir el ciclo correspondiente en varias fases. Aunque se han utilizado varios enfoques, lo más común consiste en dividir el ciclo en cuatro u ocho fases. La figura 4.13 muestra un ejemplo de ocho fases.

Si bien es cierto que existen varios pronósticos de la OMJ (tabla 4.1), todos emplean el mismo enfoque básico: después de filtrar los datos observados (incluidos los análisis operativos y los datos satelitales) con base en estructuras previamente diagnosticadas para las distintas fases de la OMJ, se elabora un pronóstico basado en estadísticas de la evolución de la OMJ. Las diferencias que surgen entre las distintas predicciones proceden de los datos de entrada y las estructuras de referencia que se elijan.

Para poder generar un pronóstico de la OMJ, debemos filtrar los datos para eliminar tanto el ciclo anual como la variabilidad interanual (principalmente relacionada con el ENOS). Las series de datos temporales resultantes varían principalmente sobre la escala intraestacional de la OMJ.

El resultado del análisis de funciones ortogonales empíricas son las propias FOE (estructuras relacionadas con la OMJ) y las series temporales de sus amplitudes. Las series temporales de las amplitudes de las dos primeras FOE constituyen los índices RMM1 y RMM2 trazados en la fig. 4.12. Ahora podemos comprender que el trazado de RMM1 y RMM2 muestra la variación conjunta de la radiación de onda larga saliente y los vientos zonales en 850 y 200 hPa a la escala temporal de la OMJ (intraestacional).

Observe que si bien la vista de las fases de la OMJ en dos dimensiones (fig. 4.14) es muy útil, no constituye una representación cabal de la actividad de OMJ, que incluye una variación meridional estacional y una variación zonal relacionada con el fenómeno ENOS.

Puede aprender más sobre la OMJ en el webcast de COMET El ciclo de vida de la oscilación de Madden-Julian, presentado por el Dr. Roland Madden: http://meted.ucar.edu/climate/mjo_es/

Índice multivariado de OMJ en tiempo real (Real-time Multivariate MJO index) de la Oficina Australiana de Meteorología: http://www.bom.gov.au/climate/mjo

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.2 Descripción de las ondas ecuatoriales basada en observaciones

Comenzaremos esta sección demostrando que las ondas atmosféricas y oceánicas existen en la región cercana al ecuador y familiarizándonos con sus características estructurales básicas. En algunas secciones posteriores describiremos las ecuaciones de aguas someras y las utilizaremos para comprender la formación de las ondas ecuatoriales. Por último, consideraremos cómo la convección modula dichas ondas y sus consecuencias.

Aunque la teoría de las ondas ecuatoriales se remonta al estudio fundamental de Matsuno,¹³ cuando su trabajo se publicó, en 1966, los sistemas de observación eran inadecuados para diagnosticar la existencia de tales ondas en la atmósfera. El trabajo posterior de Adrian Gill^14,51 amplió esta teoría de ondas, pero sin dar respuesta a esta pregunta: ¿Existen realmente estas ondas teóricas en la atmósfera tropical y qué importancia tienen?

Hubo que esperar hasta los avances tecnológicos de las décadas de 1980 y 1990 para finalmente poder detectar estas ondas en la atmósfera:

• Los diagramas de Hovmöller elaborados a partir de imágenes satelitales infrarrojas revelan bandas de nubosidad bien definidas asociadas con el movimiento de las perturbaciones hacia el oeste en la región ecuatorial comprendida entre ~10°S y 10°N (p. ej.: fig. 4.1); y
• La filtración selectiva de los datos de agua precipitable y los datos satelitales infrarrojos realizada para identificar estas ondas dio los resultados deseados (vea los enlaces externos que aparecen más adelante para obtener información adicional).

Se ha observado que aunque algunas ondas ecuatoriales están acopladas a la convección, este no es siempre el caso, y que las ondas desacopladas se propagan mucho más rápidamente que las acopladas.

Algunos análisis recientes de estos datos de satélite han vinculado las ondas ecuatoriales que abarcan escalas de 3000 a 4000 km, períodos de 4 a 5 días y velocidades aproximadas de 8 a 10 m s⁻¹ a la iniciación de los ciclones tropicales.^52,53 Como veremos más adelante, estas características sugieren cierto grado de participación por parte de las ondas de Rossby o las ondas mixtas de Rossby-gravedad.

Análisis en tiempo real de ondas tropicales con datos de radiación de onda larga saliente y vapor de agua
ESRL de NOAA: http://www.esrl.noaa.gov/psd/map/clim/olr_modes/indiv_anim10.html
Oficina Australiana de Meteorología: http://www.bom.gov.au/climate/mjo/
http://www.regional.org.au/au/asa/2006/concurrent/water/4734_donalda.htm
SUNY, Albany: http://www.atmos.albany.edu/facstaff/roundy/waves/

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.2 Descripción de las ondas ecuatoriales basada en observaciones »
Sección especial 4-2: Breve introducción a las ondas unidimensionales

Todas las ondas son el resultado de una alteración o inestabilidad que crea una perturbación en un flujo que inicialmente estaba en equilibrio. Cuando se excede la fuerza restauradora que actúa para eliminar la perturbación, surge el movimiento oscilatorio de las ondas. Esto significa que para comprender la formación y las características de un tipo onda, es fundamental identificar la fuerza restauradora responsable de la formación de ese tipo de onda.

El péndulo y una cuerda con un peso son dos ejemplos de cuerpos sólidos empleados a menudo para ilustrar las oscilaciones. Comprender estos fenómenos es útil para comprender las ondas. Un tipo de onda atmosférica que podemos observar fácilmente es la onda de gravedad de origen topográfico que se forma cuando aire húmedo fluye por encima de una cresta de montaña en una atmósfera estable. En estas circunstancias se observan filas de nubes convectivas poco profundas separadas a intervalos regulares por zonas despejadas. Las nubes se forman en la región ascendente de la onda y se disipan en la parte descendente. Otro ejemplo conocido son las olas oceánicas superficiales.

Para describir una onda que varía en una única dimensión, es preciso conocer su longitud de onda (λ), su período (τ) y su amplitud (A_o). La longitud de onda es la distancia que recurre la onda al cabo de un ciclo completo; el período es la cantidad de tiempo que tarda una longitud de onda en pasar por un punto fijo; la amplitud es el desplazamiento de una superficie no perturbada hasta el pico de la onda (vea fig. 4.13). Es común definir la amplitud como la mitad del desplazamiento entre el pico y el valle de la onda.

Podemos especificar la frecuencia de la onda en lugar de su período. En vez de la longitud de onda, podemos proporcionar su número de onda (k), dado por .

Este es un ejemplo de una ecuación que describe una onda sinusoidal:

               (E4-2.1)

donde A_o es la amplitud de la onda, x es la distancia desde un punto de referencia, k es el número de onda, ω es la frecuencia y t es el tiempo transcurrido desde que la onda estuvo en el punto de referencia. Esta es una expresión más general de una onda sinusoidal:

      (E4-2.2)

donde Re significa que vamos a tomar la parte real de esta expresión para definir la amplitud de la onda (que, por supuesto, debe ser una distancia mensurable). En la parte imaginaria de la ecuación, i da información sobre el crecimiento o decaimiento de la amplitud de la onda.

No es ni necesario ni posible expresar todas las ondas en términos de funciones trigonométricas. No obstante, dado que todos nuestros lectores están familiarizados con las funciones trigonométricas y sus derivadas, por lo general las utilizaremos en nuestros ejemplos de ondas.

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.2 Descripción de las ondas ecuatoriales basada en observaciones »
4.1.2.1 Ondas de Kelvin

Las ondas de Kelvin atmosféricas acopladas a la convección (fig. 4.15) suelen tener un período de 6 o 7 días cuando se miden en un punto fijo y velocidades de fase entre 12 y 25 m s⁻¹, lo cual difiere considerablemente de las ondas de Kelvin secas en la estratosfera inferior, cuya velocidad de fase es de 30 a 60 m s⁻¹.^54,55 Sobre el océano Índico, las ondas de Kelvin se propagan más lentamente (12 a 15 m s⁻¹) que en otras regiones.⁵⁶ También son más lentas, más frecuentes y de mayor amplitud cuando se forman o atraviesan la fase de convección activa de la OMJ.^57,58

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.2 Descripción de las ondas ecuatoriales basada en observaciones »
4.1.2.2 Ondas de Rossby

En el caso de las ondas de Rossby, la fuerza restauradora es la conservación de la vorticidad potencial (VP) en un campo variable de VP. Es posible demostrar que estas ondas existen incluso en un ambiente en reposo en el cual la única variación en el campo de VP procede de la variación latitudinal del parámetro de Coriolis, lo cual explica por qué también se conocen como ondas planetarias.^f

En 1939, Carl Gustaf Rossby fue el primero en identificar las ondas que ahora llevan su nombre⁵⁹ como parte de su descripción de los movimientos cuasi-geostróficos a gran escala en las latitudes medias. Estas ondas explican los elementos fundamentales de la evolución y las escalas espaciales de los sistemas atmosféricos dominantes en estas latitudes más altas.

Podemos identificar una onda ecuatorial de Rossby en el análisis de vientos tropicales en 850 hPa ilustrado en la figura 4.16 y en la imagen satelital de la figura 4.17. Un análisis del mapa de vientos permite apreciar en cierta medida la escala espacial de estas ondas. Los colores reflejan el sentido de rotación asociado con la onda, de modo que la distancia de este a oeste entre dos regiones del mismo color nos dará la longitud de onda. Las dos regiones amarillas identificadas al norte del ecuador se encuentran una alrededor de 75°E y la otra cerca de 160°E, lo cual corresponde a una escala horizontal de casi 100 grados de longitud, es decir, aproximadamente 10 000 km. La posición de los dos centros al sur del ecuador confirma esta escala. Este es un caso extremo, ya que la longitud de onda de este ejemplo abarca casi la tercera parte de la circunferencia ecuatorial. La longitud de onda de las ondas de Rossby «largas» (ondas claramente dominadas solo por la conservación de VP) oscila entre 4000 y 10 000 km. La escala de amplitud meridional de estas ondas es de unos 20 grados de latitud, ya que los centros se encuentran a cerca de 10 grados a ambos lados del ecuador.

Las observaciones indican que las ondas de Rossby ecuatoriales tienen una vida larga, del orden de días o semanas. Las grandes ondas que estamos estudiando se propagan hacia el oeste a velocidades del orden de 10 a 20 m s⁻¹ en el caso de las ondas de Rossby atmosféricas secas y de 5 a 7 m s⁻¹ en el caso de las ondas de Rossby acopladas a la convección;¹⁶ las ondas de Rossby oceánicas se propagan a una velocidad aproximada de 1 m s⁻¹. Dado que el Pacífico ecuatorial mide aproximadamente 17 760 kilómetros, una onda de Rossby atmosférica puede cruzar el Pacífico en tan solo 18 días, mientras una onda de Rossby oceánica tardaría aproximadamente 210 días.

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4.1.2 Descripción de las ondas ecuatoriales basada en observaciones »
4.1.2.3 Ondas mixtas de Rossby-gravedad

Las ondas mixtas de Rossby-gravedad son comunes en pleno trópico. Estas ondas fuerzan (y son forzadas por) conglomerados de tormentas, motivo por el cual son importantes para la predicción del tiempo a corto plazo en los trópicos.

Este análisis nos permite comprender el nombre «ondas mixtas de Rossby-gravedad», ya que en ellas compiten dos fuerzas de restauración: la conservación de vorticidad potencial (VP) y el empuje hidrostático. Debido a esta dualidad de fuerzas de restauración, las ondas mixtas de Rossby-gravedad se caracterizan por centros de vorticidad potencial divergentes. En los trópicos, podemos anticipar que tales ondas estén sujetas a fuerte modulación por convección húmeda (fig. 4.18).

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4.1.2 Descripción de las ondas ecuatoriales basada en observaciones »
Sección especial 4-3: Radio de deformación de Rossby, L_R

El radio de deformación de Rossby L_R expresa la relación entre la vorticidad y la estabilidad. Se trata de la escala de longitud horizontal a la cual se ajusta la masa (p. ej., temperatura, presión en la superficie, altura) hacia el campo de vientos en el ajuste geostrófico. Esta es una simple ecuación para calcular el radio de deformación de Rossby:

      (E4-3.1)

H es la profundidad equivalente y es proporcional a la estabilidad, como se describe en la sección especial 4.4.

H es la profundidad equivalente y es proporcional a la estabilidad, como se describe en la sección especial 4.4.

Una profundidad equivalente normal para la atmósfera libre en los trópicos es de 400 m, de modo que el valor de L_R viene siendo ~6,3 x 10⁶ m, es decir, aproximadamente 6300 km. Por lo tanto, un sistema meteorológico que abarca una escala de longitud horizontal L evolucionará de forma distinta en función de las magnitudes relativas de L y L_R.

Fig. 4SE3.1. Ajustes basados en el tamaño en relación con el radio de deformación de Rossby L_R.

Encontrará más información sobre el radio de deformación de Rossby y el ajuste geostrófico en el módulo de COMET The Balancing Act of Geostrophic Adjustment: http://www.meted.ucar.edu/nwp/pcu1/d_adjust/

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4.1.3 Mecanismos de formación de las ondas ecuatoriales de gran escala

Al igual que las teorías centradas en las latitudes medias, para comprender los fenómenos atmosféricos de las regiones tropicales recurrimos a formas muy simplificadas de las ecuaciones de Navier-Stokes. Sin embargo, debido al escaso efecto de la rotación de la Tierra en los trópicos (en el ecuador, el valor del parámetro de Coriolis f es cero), las teorías de flujo cuasigeostrófico y otras teorías de flujo casi equilibrado no se pueden aplicar fácilmente. Esto significa que en los trópicos las estructuras de flujo no están tan constreñidas y, por tanto, no cabe esperar que se asemejen a los patrones típicos de las latitudes medias.

Los argumentos de escala indican que las fluctuaciones de temperatura en los trópicos son mucho menores que en las latitudes medias. La aplicación de escalas adecuadas a la ecuación de energía lleva a

  en los trópicos,             (1)
  en las latitudes medias.             (2)

Aquí θ es la temperatura potencial, H es una altura de escala típica, L es una escala horizontal típica y la aceleración de la gravedad g es ~10 m s⁻².

• Para las zonas tropicales, los siguientes son valores razonables: U ~1 m s⁻¹ y H ~10⁴ m.
• Para las regiones de latitudes medias, f ~10⁻⁴ s⁻¹, U ~10 m s⁻¹, L ~10⁶ m y H ~10⁴ m.

La sustitución de estos valores en las expresiones de escala arroja valores de del orden de 10⁻³ en los trópicos y 10⁻² en las latitudes medias. Los gradientes horizontales de temperatura son mucho menores en los trópicos que en las latitudes medias, lo cual significa que la advección horizontal no puede equilibrar el fuerte calentamiento observado en las regiones de convección húmeda.

Por lo tanto, dicho calentamiento se debe equilibrar por medio de movimiento vertical. El calentamiento en la convección húmeda, que puede alcanzar intervalos de 5 K o más al día, corresponde a un ritmo de ascenso acelerado (algunos sentímetros por segundo) y a regiones circundantes de subsidencia un orden de magnitud más débiles.

Limitaremos dichas ecuaciones al modo vertical de mayor amplitud posible, es decir, toda la profundidad de la troposfera. Esto se justifica porque los perfiles de calentamiento diabático tropical presentan máximos en la troposfera baja a media con zonas de enfriamiento leve por encima y por debajo de dicha región. Este modo produce un máximo de velocidad vertical en la troposfera media y velocidad vertical cero en el suelo y en la tropopausa. Por continuidad, estas variaciones verticales generan perturbaciones en la velocidad horizontal y la presión cuyos máximos ocurren a nivel del suelo y en la tropopausa y están fuera de fase entre las dos capas, siendo la troposfera media la zona de máximo movimiento vertical.

Por lo tanto, una menor convergencia troposférica corresponde a bajas presiones en la superficie y a movimiento vertical en la troposfera media; esto está relacionado con divergencia en la troposfera superior y una anomalía de altas presiones en altura. Los patrones de convergencia (divergencia) en la troposfera inferior y divergencia (convergencia) en la troposfera superior que se observan en los trópicos se corresponden razonablemente bien y reflejan esta estructura vertical simple para los movimientos a gran escala en los trópicos, como cabe esperar para regiones en las que predomina el calentamiento por convección.

Explore la respuesta dinámica al calentamiento ecuatorial en el modelo de dos capas del calentamiento ecuatorial.

Una excepción a esta estructura se observa sobre la región del océano Índico en el verano boreal. Durante esta época del año, una amplia banda de intenso flujo meridional enlaza los vientos del este de las regiones subtropicales costeras de África oriental y los vientos del oeste del monzón sobre la India. Este flujo de aire cálido y húmedo paralelo a la corriente estacional de Somalia transporta humedad de manera eficiente y alimenta el monzón asiático de verano.

La convergencia (divergencia) en la troposfera inferior y divergencia (convergencia) en la troposfera superior y el ascenso (subsidencia) concomitante que vincula estas dos capas en los niveles medios, implica la existencia de células de circulación térmica directa. En estas células térmicas directas, que se orientan a lo largo de latitudes constantes (es decir, en el plano de longitud y altura), el ascenso en la convección profunda está asociado con el calentamiento intenso que ocurre sobre los continentes.

La convección húmeda y los movimientos verticales y horizontales asociados que se generan en respuesta a dicho calentamiento explican la posición de las ramas ascendente y descendente de la circulación tropical de este a oeste denominada circulación de Walker. Un estudio de los promedios estacionales de los campos de vientos tropicales revela que las células de Walker casi cancelan los vientos zonales opuestos y redundan en poco movimiento meridional. Esta falta de movimiento meridional explica la debilidad del transporte turbulento meridional en los trópicos. Las células de Walker no son la única respuesta atmosférica a las fuentes de calor tropical. A continuación examinaremos las ondas, una estructura de escala menor que las cuencas oceánicas que tiene gran importancia en los trópicos.

Las ecuaciones de aguas someras apoyan las ondas de gravedad externas que se propagan a la velocidad de fase . Dichas ecuaciones también contienen otros modos de onda pertinentes para las regiones tropicales y estos predominan en la respuesta a gran escala a los máximos aislados de calentamiento diabático. Después de considerar la solución para las ondas de Kelvin, exploraremos los demás tipos de ondas.

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4.1.3 Mecanismos de formación de las ondas ecuatoriales de gran escala »
Sección especial 4-4: Profundidad equivalente

Para utilizar las ecuaciones de aguas someras en el estudio de las ondas atmosféricas tropicales, debemos establecer la profundidad media del fluido en una profundidad equivalente que permita obtener valores apropiados para los componentes horizontales del movimiento. ¿Pero cómo se determina tal profundidad equivalente?

A partir de las ecuaciones tridimensionales para una atmósfera incompresible con estabilidad estática constante y suponiendo que las soluciones son separables (para resolver las estructuras verticales y horizontales de las ondas por separado), podemos reducir este conjunto de ecuaciones a las ecuaciones de aguas someras y una ecuación de estructura vertical. La ecuación de estructura vertical suele tener la forma siguiente:

      (E4-4.1)

donde

En esta ecuación, m es el número de onda vertical, H es la profundidad equivalente, Τ_o es la temperatura inicial (de fondo), H_s = R Τ_o g⁻¹ es la profundidad de escala y se supone una estabilidad estática constante: . Esto permite hallar la expresión para la profundidad equivalente H a partir de la constante de separación para la estructuras horizontales y verticales de la onda.^60,61

Si utilizamos valores típicos para los trópicos, podemos demostrar que las profundidades equivalentes para las ondas troposféricas en una atmósfera seca de estabilidad estática constante tienen valores típicos que oscilan entre 10 y 500 metros y longitudes de onda verticales correspondientes de 5 a 50 km. Por ejemplo, un típico evento de convección profunda en los trópicos produce el máximo grado de calentamiento latente en la troposfera media, digamos a 7 km de altitud. Suponiendo valores típicos de gradiente térmico vertical y temperatura de fondo, esto implica una profundidad equivalente de 200 m y una longitud de onda vertical de 28 km.⁶²

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4.1.3 Mecanismos de formación de las ondas ecuatoriales de gran escala »
4.1.3.1 Ondas de Kelvin

Podemos concebir las ondas de Kelvin como ondas de gravedad de gran escala atrapadas en el ecuador. Esto significa que podemos explorar su solución a partir de las ecuaciones de aguas someras sin forzamiento en un plano β ecuatorial. Supondremos además que no hay ningún componente meridional de velocidad. Dados estos supuestos, las ecuaciones de aguas someras se reducen a

             (3)
             (4)
             (6)

donde es la profundidad media del fluido, h es la perturbación de la profundidad media de este fluido que corresponde a la onda h y u es la velocidad del viento zonal de la perturbación. Este conjunto de ecuaciones se satisface mediante soluciones de esta forma:

             (6)

Al sustituir estas expresiones en las ecuaciones de aguas someras encontramos las expresiones para c_o, α y

             (7)

y

             (8)

Integrando esta ecuación para se obtiene:

             (9)

Aquí u es una constante que corresponde a la amplitud de la perturbación del viento zonal asociada a la onda de Kelvin.

Puesto que la velocidad de fase c_o para las ondas de Kelvin no depende del número de onda k, se trata de ondas no dispersivas. En consecuencia, cualquier onda de Kelvin de la misma profundidad equivalente se propagará hacia el este a la misma velocidad de fase c_o, independientemente de su longitud de onda.

La consideración de la forma matemática de nos lleva a la conclusión de que físicamente la raíz negativa de c_o no es razonable, ya que produciría ondas que crecen exponencialmente con la distancia al ecuador. Por lo tanto, las soluciones finales que describen la onda de Kelvin son:

,

             (10)

La escala meridional de estas ondas de Kelvin se deriva de la forma de la exponencial y es Esto significa que la amplitud de la onda a esta distancia del ecuador se ve reducida a razón de e⁻¹ ≈ 0,4 de su amplitud máxima. Por lo tanto, esta escala meridional se puede también denominar escala de atenuación en e⁻¹ (e-folding, en inglés) del sistema.

Para una profundidad equivalente de 400 m, c_o es de unos 60 m s⁻¹ y β = 2,3 × 10⁻¹¹ s⁻¹, de modo que la escala meridional de la onda de Kelvin calculada^g viene siendo aproximadamente 2 × 10⁶ m, es decir, unos 2000 km. Esta escala de longitud meridional (que corresponde a cerca de 20 grados de latitud) es válida para la aproximación del plano β aplicada, porque β solo varía en un 6 % respecto de la distancia de 2000 km.^h

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4.1.3 Mecanismos de formación de las ondas ecuatoriales de gran escala »
4.1.3.2 Una relación de dispersión general para las ondas ecuatoriales

Como se explica en el apéndice Bapéndice B, la relación de dispersión de una onda es una expresión matemática de la relación entre la frecuencia y la longitud de onda (que suele expresarse en términos de un número de onda k). Dado que para una onda de número de onda zonal k , la relación de dispersión para las ondas de Kelvin es simplemente:

             (11)

Para derivar las soluciones matemáticas correspondientes a las demás ondas tropicales, volvemos al complemento completo de ecuaciones de aguas someras en un plano β ecuatorial:

             (12)
             (13)
             (14)

Siguiendo un enfoque análogo al que utilizamos para las ondas de Kelvin (encontrará más detalles en los apéndices), recuperamos esta forma general de la relación de dispersión:

             (15)

donde n es un entero que resulta de la solución de la serie de ecuaciones de ondas y corresponde a la velocidad de fase de la onda de gravedad para la cual resolvimos antes. La solución de onda de Kelvin se puede recuperar de esta relación de dispersión cuando n = −1.

Un análisis más profundo de este sistema revela que la escala meridional de estas ondas es que corresponde a una distancia de atenuación en e⁻¹ norte-sur aproximada de 1 × 10⁶ m, es decir, de unos 1000 km. Esto significa que las restantes ondas tropicales tienen una extensión meridional menor que las ondas de Kelvin.

Cuando n = 0, recuperamos las ondas mixtas de Rossby-gravedad. Si el número de onda es grande (la longitud de onda es relativamente pequeña) y positivo, la estructura de estas ondas es similar a la de las ondas de gravedad que se propagan hacia el este; para valores de número de onda negativos, estas ondas son de variación lenta y propagación hacia el oeste, similares a las ondas de Rossby.

Para las soluciones de n ≥1, existen ondas de gravedad de alta frecuencia que se propagan tanto hacia el este como hacia el oeste, y ondas de Rossby ecuatoriales que se propagan hacia el oeste; además de la ondas de Kelvin, las ondas de Rossby ecuatoriales constituyen una respuesta importante al calentamiento aislado (es decir, la convección profunda) en los trópicos.

Una palabra de advertencia: todas nuestras soluciones de ondas se han derivado para una atmósfera seca e incompresible y dependen de la estructura vertical más simple y de la linealización alrededor de un estado de ausencia de movimiento en un plano β ecuatorial. Si bien es posible utilizar datos satelitales para observar y seguir ondas similares a las que describen estas soluciones idealizadas, para describirlas cuantitativamente y explicar de forma más completa las estructuras y el comportamiento observado en los datos satelitales es preciso incluir otros factores, como los impactos y las retroalimentaciones de la estructura tridimensional del viento, la fricción de la superficie y la humedad.

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4.1.4 Interpretación de las soluciones matemáticas para ondas ecuatoriales de gran escala

Antes de profundizar en el tema de los impactos que estos modificadores de las estructuras de las ondas producen en la atmósfera real, conviene considerar primero las implicancias de las estructuras de onda que acabamos de derivar.

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4.1.4 Interpretación de las soluciones matemáticas para ondas ecuatoriales de gran escala »
4.1.4.1 Ondas de Kelvin

Animación de la representación esquemática de una onda de Kelvin

Utilizaremos este diagrama para deducir el movimiento que resulta de esta estructura de onda y luego lo compararemos con las soluciones teóricas que obtuvimos antes. Como las ondas alcanzan un máximo en el ecuador, nos interesa el transporte de masa a lo largo de la línea ecuatorial.

Seguiremos a Matsuno (1966)¹³ en el uso de la advección de masa producto del movimiento relativo a la onda para explicar la propagación de estas ondas:

1. Cuando la baja presión está al oeste de la alta presión, media divergencia de masa entre dichas dos zonas (al este de la baja presión), con lo que la presión sobre el ecuador cae. Esto significa que la presión cae al oeste de la alta presión (al este de la baja), como resultado de lo cual la onda se desplaza hacia el este.
2. Cuando la alta presión está al oeste de la baja presión, media convergencia de masa entre dichas dos zonas (al este de la alta presión), con lo que la presión sobre el ecuador aumenta. Esto significa que la presión aumenta al este de la alta presión (al oeste de la baja), como resultado de lo cual la onda se desplaza hacia el este.

Ambos experimentos mentales producen ondas de Kelvin que se propagan hacia el este.

La comparación de estos resultados con la velocidad de fase para la onda de Kelvin teórica c_o derivada antes confirma que tal propagación hacia el este es correcta para las ondas de Kelvin secas. Sobre la base de esta formulación de velocidad de fase, podemos concebir las ondas de Kelvin como ondas de gravedad de escala sinóptica atrapadas en el ecuador.

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4.1.4 Interpretación de las soluciones matemáticas para ondas ecuatoriales de gran escala »
4.1.4.2 Ondas de Rossby ecuatoriales

La figura 4.20 ilustra una longitud de onda de una onda de Rossby teórica. Utilizaremos el mismo enfoque que antes aplicamos a las soluciones de otras ondas para deducir la advección de masa producto del movimiento relativo a la onda con el fin de explicar la propagación de esta onda. Observe que las ondas de Rossby tienen el mismo sentido de vorticidad (pero sentido de rotación contrario) a ambos lados del ecuador. Esto produce máximos en el campo de vientos en el ecuador y máximos en el campo de masa desplazados respecto del ecuador, de modo que nos interesan las tendencias de masas alejadas del ecuador.

Animación de la representación esquemática de una onda de Rossby ecuatorial (n = 1)

Observe que como las ondas de Rossby n = 1 tienen el mismo sentido de vorticidad a ambos lados del ecuador, las referencias a los sistemas de alta y baja presión se aplican tanto al hemisferio sur como al hemisferio norte. Además, el flujo en el patrón de ondas cerca del ecuador es más intenso que el flujo lejos del ecuador.

1. Cuando hay una alta presión al oeste de la baja presión, la masa se transporta hacia el polo, lo cual produce caídas de presión y el movimiento de la zona de baja presión hacia el oeste.
2. Cuando hay una baja presión al oeste de la alta presión, la masa se transporta hacia la región, lo que produce aumentos de presión y el movimiento de la zona de alta presión hacia el oeste.

Por tanto, ambos experimentos mentales producen una onda que se propaga hacia el oeste.

La velocidad de fase teórica c derivada por Matsuno (1966)¹³ es para los casos unidimensional y bidimensional, respectivamente. Esto confirma que nuestro razonamiento es coherente con la solución teórica para una onda seca.

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4.1.4.3 Ondas mixtas de Rossby-gravedad

Al igual que ocurre con los demás tipos de ondas teóricos que hemos examinado, las ondas mixtas de Rossby-gravedad teóricas también dan la vuelta al ecuador, pero dado que solo nos interesan las más largas de estas ondas, la figura 4.21 abarca menos de dos longitudes de onda. Tenga presente que la circulación del campo de vientos se extiende a ambos lados del ecuador, pero la vorticidad asociada se interpreta de forma distinta según el lado del ecuador: el sentido de rotación o cizalladura que en el hemisferio norte corresponde a vorticidad ciclónica, en el hemisferio sur corresponde a vorticidad anticiclónica. Esto explica las parejas de regiones de alta y baja presión dentro de los «óvalos» que representan la anomalía del viento. La interpretación de esta estructura puede resultar difícil, pero también en este caso utilizaremos la advección de masa producto del movimiento relativo a la onda para explicar la propagación de las ondas. Como las ondas alcanzan un máximo a poca distancia del ecuador, en este caso nos interesa el transporte de masa a través del ecuador.

Consideraremos la onda desde la perspectiva de la posición de los centros de altas y bajas presiones en el hemisferio norte para describir los lugares relativos dentro de esta onda:

1. Cuando una alta presión en el hemisferio norte se halla al oeste de una zona de baja presión en dicho hemisferio, la advección de masa a través del ecuador (hacia el sur) produce disminuciones de presión al norte del ecuador y aumentos de presión al sur del ecuador. Esto significa que la presión cae al oeste de la baja presión en el hemisferio norte, como resultado de lo cual la onda se desplaza hacia el oeste.
2. Cuando una baja presión en el hemisferio norte se halla al oeste de una zona de alta presión en dicho hemisferio, la advección de masa a través del ecuador es hacia el norte y produce aumentos de presión al norte del ecuador y disminuciones de presión al sur del ecuador. Esto significa que la presión aumenta al oeste de la alta presión en el hemisferio norte y, una vez más, se deduce que la onda se desplaza hacia el oeste.

En ambos experimentos mentales la onda se propaga hacia el oeste.

             (16)

Dado que β > 0 en todas partes del globo y k² > 0 para todos los posibles números de onda y  > 0 (H es la profundidad equivalente de la atmósfera), la raíz cuadrada es un número real (contiene un valor positivo) y es mayor que uno. Por lo tanto, la expresión entre paréntesis es negativa y como en este caso también se trata de una velocidad de fase negativa, la onda se propagará hacia el oeste, de acuerdo con la solución teórica derivada en la sección 4.1.2.2.

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4.1.5 Modulación de las ondas ecuatoriales por convección húmeda

Los efectos de la humedad (convección) en la propagación de las ondas se basan en los estudios observacionales de Wheeler y Kiladis,^16,48,55 Roundy y Frank,⁵² y otros, así como en las imágenes satelitales.

• Para la onda de Kelvin húmeda (p. ej., la fig. 4.15), hay convergencia húmeda al oeste de la zona de baja presión, lo que conduce a convección profunda en esta región. Dado que la convección está al oeste de una región de baja presión que se desplaza hacia el este y la convección genera vorticidad potencial ciclónica en los niveles bajos, la convección húmeda retarda la propagación de la onda.
• Para la onda mixta de Rossby-gravedad en ambientes húmedos (p. ej., la fig. 4.18), hay convergencia húmeda al este de la zona de baja presión en cada hemisferio. Esto produce centros de convección que alternan al norte y al sur del ecuador. Dado que la convección está al este de una región de baja presión que se desplaza hacia el oeste y la convección genera vorticidad potencial ciclónica en los niveles bajos, la convección húmeda retarda la propagación de la onda.
• Cuando se agrega humedad a la onda de Rossby ecuatorial (p. ej., fig. 4.17), la zona de convergencia húmeda en niveles bajos al este («detrás») del centro de bajas presiones puede forzar la convección profunda. La convección profunda genera vorticidad potencial ciclónica en niveles bajos, lo cual reduce la velocidad de la onda.

4.1 Fuentes de variabilidad intraestacional »
4.1.5 Modulación de las ondas ecuatoriales por convección húmeda »
4.1.5.1 Impacto de las ondas ecuatoriales acopladas a la convección

Pese a su propagación zonal por el cinturón tropical, el impacto de las ondas ecuatoriales varía a nivel regional. La figura 4.22 muestra la distribución espacial y la dirección de propagación preferencial de las ondas ecuatoriales. El ámbito geográfico sujeto a la influencia directa de las ondas ecuatoriales es limitado. Por ejemplo, las ondas de Kelvin repercuten directamente en la convección solo hasta unos 10 grados de la línea ecuatorial (fig. 4.22a), particularmente en el océano Pacífico central y oriental. La actividad de ondas de Kelvin exhibe un mayor grado de variación estacional sobre África, el océano Índico y América del Sur.⁶³ El impacto directo de las ondas de Rossby ecuatoriales n = 1 es mayor en las regiones del monzón asiático y de la zona de aguas cálidas del Pacífico occidental (fig. 4.22b) y la ondas de Rossby ecuatoriales simétricas se observan con frecuencia en el océano Índico (por ejemplo, fig. 8.21). Las ondas mixtas de Rossby-gravedad son más activas en las regiones de la ZCIT en el Pacífico central y occidental y durante el verano y otoño boreal.¹⁶

Las ondas ecuatoriales contribuyen a la ciclogénesis tropical^52,64,65,66 (fig. 4.22), especialmente en la cuenca del océano Índico y en el Pacífico occidental. Encontrará más detalles sobre la relación entre la ciclogénesis tropical, las ondas de Rossby ecuatoriales y las ondas mixtas de Rossby-gravedad en la sección 8.3.2.2 del capítulo 8sección 8.3.2.2 del capítulo 8.

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4.1.5 Modulación de las ondas ecuatoriales por convección húmeda »
4.1.5.2 Observación y pronóstico de las ondas ecuatoriales

Animación de todos los modos de radiación de onda larga saliente (20 días de observación, 10 de pronóstico)

La habilidad de pronóstico de estas técnicas varía según el tipo de onda, pero por lo general alcanza casi la mitad del periodo de cada onda.¹⁶ Esto significa que la habilidad de pronóstico para las ondas ecuatoriales llega a entre 1 y 5 días; la figura 4.24 muestra las ondas de Kelvin y de Rossby ecuatoriales n = 1 observadas y pronosticadas. No se ha documentado la aplicación de estos productos a pronóstico exitosos en las regiones tropicales y la predicción de las ondas ecuatoriales sigue representando un reto.

Un ámbito de pronóstico que puede haberse beneficiado de la observación de las ondas ecuatoriales es la actividad intraestacional de ciclones tropicales. La figura 4.22 muestra la formación de ciclones tropicales en relación con la actividad de ondas ecuatoriales. En la actualidad se están evaluando pronósticos probabilísticos experimentales a largo plazo de los ciclones tropicales cuyo desarrollo está asociado con las ondas acopladas a la convección y las oscilaciones intraestacionales (tabla 4.2).

Probabilidad experimental de formación de un ciclón tropical, Dr. Paul Roundy, SUNY, Albany:
http://www.atmos.albany.edu/facstaff/roundy/tcforecast/tcforecast.html

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4.2.1 El Niño-Oscilación del Sur (ENOS)

El fenómeno conocido como El Niño-Oscilación del Sur (ENOS) constituye el ejemplo más dramático del rol esencial de la interacción entre los océanos y la atmósfera. El ciclo ENOS es un proceso oceánico-atmosférico «acoplado» causado por las redistribuciones recurrentes del calor y momento atmosférico en el Pacífico ecuatorial.⁶⁹ La distribución zonal del calentamiento de la superficie (tanto continental como oceánica) en los trópicos produce un patrón de circulación de este a oeste que se conoce como circulación de Walker.⁷⁰ ENOS perturba la circulación de Walker y desencadena cambios importantes en los patrones de lluvia y convección profunda de las regiones tropicales, lo cual altera las circulaciones atmosféricas y el clima en todo el mundo.^69,71,72 Las fases extremas de ENOS, denominadas El Niño y La Niña, abarcan una amplia gama de condiciones climáticas.⁷¹

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.1 El Niño-Oscilación del Sur (ENOS) »
4.2.1.1 Descripción de la circulación de Walker

NOAA, página de El Niño: http://www.elnino.noaa.gov/
NOAA/CPC, El Niño/La Niña: http://www.cpc.noaa.gov/products/analysis_monitoring/lanina/
NOAA/CPC, ciclo de ENOS:
http://www.cpc.noaa.gov/products/analysis_monitoring/ensocycle/enso_cycle.shtml
NOAA/CPC, El Niño/La Niña: http://www.ncdc.noaa.gov/oa/climate/elnino/elnino.html

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.1 El Niño-Oscilación del Sur (ENOS) »
4.2.1.2 Evolución del fenómeno ENOS

ENOS exhibe un ciclo irregular de dos a siete años, abarca un área de gran extensión (todo el Pacífico tropical) y sus impactos son de alcance global.⁷³ El componente oceánico de ENOS, que se caracteriza por el debilitamiento de los alisios y el calentamiento de la superficie del mar en el Pacífico ecuatorial (fig. 4.26), se conoce como El Niño, un nombre que proviene del uso local en las costas peruanas y ecuatorianas de referirse a la aparición de aguas cálidas cerca de la época navideña como la Corriente del Niño. En estas zonas, se había observado que en determinados años el calentamiento era más intenso que en otros y perturbaba la pesca local. Hoy reconocemos que este fenómeno local forma parte de un evento climático global. Los episodios de el Niño suelen durar entre 9 y 15 meses.^69,74 La Niña está asociada con un régimen de los alisios más intenso de lo normal y TSM anormalmente frías. En promedio, La Niña es una anomalía menos extrema que El Niño, pero tiende a durar más tiempo, entre uno y tres años. Las transiciones de El Niño a La Niña son mucho más rápidas que las de La Niña a El Niño: casi todas las transiciones de El Niño a La Niña se producen en espacio de un año.⁷⁴

La Oscilación del Sur⁷⁵ es el componente atmosférico de ENSO, que ocurre en concierto con El Niño e implica el subir y bajar de la presión en la superficie a través del Pacífico ecuatorial. Aunque no queda claro si El Niño provoca la Oscilación del Sur o viceversa, sí sabemos que la observación de una anomalía en uno de estos fenómenos auspicia la llegada del otro.⁶⁹ Por otra parte, podemos describir la relación entre estos fenómenos desde una perspectiva acoplada en términos de una dependencia y modulación mutua. El índice de la oscilación del sur (IOS) es la diferencia normalizada en la presión entre Darwin (Australia) y Tahití (Polinesia Francesa) que se puede calcular como

             (17)

donde P_dif es la diferencia entre la presión media mensual al nivel del mar en Tahití y Darwin y P_difmedia es la media a largo plazo de P_dif para ese mes (climatología).

Sir Gilbert Walker observó esta oscilación mientras trabajaba para identificar un método que permitiera pronosticar la llegada del monzón. El IOS es un indicador de la intensidad de los alisios, ya que las diferencias de presión determinan la velocidad del viento. La figura 4.27, cuya serie temporal abarca varias décadas, demuestra claramente la correspondencia entre las diferencias de presión baja (valores de IOS bajos) y las condiciones de El Niño y las diferencias de presión alta (valores de IOS altos) y La Niña.

La señal característica de ENOS es evidente en la TSM, la profundidad de la capa de mezcla, las corrientes oceánicas superficiales, los campos de tensión del viento en la superficie y el desplazamiento de la circulación de Walker (fig. 4.28).

Animación de las mediciones de vientos, temperaturas y corrientes de 60 meses del proyecto TAO/TRITON

Dr. Vernon Kousky, webcast de COMET The El Niño-Southern Oscillation (ENSO) Cycle:
http://meted.ucar.edu/climate/enso/

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4.2.1 El Niño-Oscilación del Sur (ENOS) »
4.2.1.3 Teorías sobre el origen del ciclo ENOS

Se han propuesto varias teorías para explicar el origen y la evolución de la señal de ENOS,⁷⁶ que es la fuente de variabilidad interanual más pronunciada que ocurre en los trópicos. En 1969, Jakob Bjerknes⁷⁷ describió las retroalimentaciones positivas entre los alisios y los gradientes zonales de TSM en el Pacífico ecuatorial. En concreto, las aguas anormalmente cálidas del Pacífico occidental y frías del Pacífico oriental producen intensa convección en el oeste, que a su vez impulsa intensos vientos alisios del este que refuerzan el gradiente de TSM y provocan la disminución de las temperaturas en la superficie del Pacífico central y oriental (la fase de La Niña). Las condiciones opuestas, es decir, aguas anormalmente cálidas en el Pacífico oriental, darían lugar a El Niño.

Sin embargo, la teoría de Bjerknes no explicaba por qué las condiciones anómalas de ENOS terminarían, cuánto tiempo durarían, ni por qué alcanzaban su auge durante el invierno boreal (en fase con el ciclo estacional). Además, ¿cómo es posible que un cambio en los vientos del Pacífico occidental y central modifique la altura de la superficie del mar en el Pacífico oriental? También es preciso determinar si las retroalimentaciones entre la atmósfera y el océano son estables o inestables. ENOS puede permanecer en el mismo estado durante largos períodos, pese a la existencia de tales retroalimentaciones.⁷⁸

El Niño se caracteriza por vientos anómalos del oeste. Las anomalías del oeste ocurren cuando los alisios se debilitan o se desarrollan vientos del oeste junto a un fenómeno de gran escala, como la OMJ.^79,80 Una ráfaga de viento del oeste es una perturbación de escala sinóptica que comprende intensos vientos del oeste cerca del ecuador. Dichas ráfagas se identifican por tres condiciones: 1) las anomalías del viento zonal en la superficie deben ser de 5 m s⁻¹ o más; 2) deben abarcar al menos 10 grados de longitud; y 3) deben durar al menos 2 días consecutivos durante los cuales la longitud central no debe exceder una amplitud de 7,5 grados de longitud.⁸⁰

Si los alisios se debilitan, una anomalía inicial en la tensión del viento del oeste en el Pacífico central engendra una onda de Kelvin oceánica de hundimiento que se propaga hacia el este.^81,82 La onda de hundimiento profundiza la termoclina en el oeste y la eleva en el este. Las ondas de Kelvin oceánicas están atrapadas a lo largo del ecuador (p. ej., fig. 4.29) y típicamente miden entre 5 y 10 cm de alto y cientos de kilómetros de ancho, y son algunos grados más calientes que las aguas circundantes. Dado que su velocidad de fase oscila entre 2 y 3 m s⁻¹, estas ondas tardan aproximadamente 3 meses en atravesar el Pacífico.⁸³

Modelo de onda de Kelvin ecuatorial, Dr. Peter Bannon, Pennsylvania State University:
http://www.ems.psu.edu/~bannon/mpegs/eqkel.mpg

Teoría del oscilador retardado

Cuando los alisios se debilitan y las anomalías del viento del oeste persisten por varios meses, una serie de intensas ondas de Kelvin se desplaza hacia el este siguiendo la línea ecuatorial (por ejemplo, fig. 4.31). Las ondas de Rossby que viajan hacia el oeste (fig. 4.29) coinciden con el movimiento hacia el este de las ondas de Kelvin. La serie de ondas de Kelvin lleva al calentamiento anómalo del Pacífico oriental y central. En el límite oriental (América del Sur), las ondas de Kelvin que se propagan hacia el este se reflejan en forma de ondas de Rossby ascendentes que se extienden a lo largo de la costa y se desplazan hacia el oeste a ambos lados del ecuador (75 a 100 días en la fig. 4.30). Las ondas de Rossby que se propagan hacia el oeste a menos de 10 grados del ecuador constituyen el modo de Rossby más rápido y crean una termoclina menos profunda en el oeste. Las ondas de Rossby de movimiento más lento rebotan en la frontera occidental (el continente marítimo) y se propagan hacia el este en forma de ondas de Kelvin de afloramiento que elevan la termoclina en el océano oriental (125 a 175 días en la figura 4.30). Una onda de Rossby oceánica tarda aproximadamente ocho meses en atravesar el Pacífico. Por lo tanto, el ciclo oscilatorio invertirá el calentamiento inicial de la superficie del mar aproximadamente seis meses después de su comienzo. La teoría del oscilador retardado puede explicar la tendencia de que una anomalía fría siga a una anomalía caliente y la escala temporal típica de los eventos El Niño. Sin embargo, dicha teoría no explica la finalización de los eventos fríos. Para la fase fría de ENOS no hay una buena correlación entre la amplitud de la onda de Kelvin y la tensión del viento observadas respecto de lo que predice la teoría del oscilador retardado, o sea, ENOS es un fenómeno menos periódico de lo que sugiere esta teoría.^87,86

Teoría estocástica lineal

La teoría estocástica lineal sugiere que el desarrollo de El Niño y su desaparición son una respuesta parcial a la modulación de los patrones de las latitudes superiores por el patrón de ENOS mundial en la convección atmosférica húmeda profunda.⁹¹ Esencialmente, el sistema acoplado océano-atmósfera es estable y los eventos de ENOS no ocurrirían sin algún forzamiento externo al azar que provoque el aumento o la disminución de la TSM.⁷⁶

Teoría de carga y descarga

La teoría de carga y descarga⁹² postula que antes de un episodio de El Niño, se acumula calor en la región ecuatorial que luego se «descarga» hacia el este y hacia los polos durante El Niño. El transporte debajo de la capa de Ekman es la clave para la carga y descarga (fig. 4.32).

Teoría del oscilador del Pacífico occidental

La teoría del oscilador del Pacífico occidental⁹⁴ (fig. 4.33) comienza en la región occidental del Pacífico central, donde el calentamiento por condensación induce la formación de parejas de ciclones desplazados del ecuador y anomalías del viento del oeste en el ecuador. La tensión anómala del viento profundiza la termoclina y aumenta la TSM en el Pacífico oriental. La retroalimentación positiva entre la tensión del viento y la TSM causa el crecimiento de la anomalía. Mientras tanto, el par de ciclones provoca el ascenso de la termoclina, lo cual a su vez ocasiona la disminución de la TSM y el aumento de la presión a nivel del mar a cierta distancia de la línea ecuatorial en el Pacífico occidental. La alta presión anómala da lugar a anomalías del viento del este que a su vez causan afloramiento y enfriamiento. El enfriamiento se propaga hacia el este y produce una retroalimentación negativa, como resultado de lo cual se forma un sistema acoplado océano-atmósfera oscilante. A diferencia de la teoría del oscilador retardado, esta teoría no depende de la reflexión de las ondas para producir la oscilación del sistema acoplado océano-atmósfera.

Oscilador de advección y reflexión

La teoría del oscilador de advección y reflexión⁹⁵ postula que las anomalías del viento del oeste inducen la formación de corrientes zonales anómalas hacia el este. El Niño sería el producto de la retroalimentación positiva de las corrientes zonales que transportan las aguas cálidas del Pacífico occidental hacia el este. Las corrientes zonales asociadas con el reflejo de las ondas en los límites oriental y occidental y la convergencia de la corriente zonal media en el límite oriental del Pacífico empujarían la zona de aguas cálidas del Pacífico de vuelta hacia el oeste.

Teoría de oscilador unificada

La teoría de oscilador unificada⁹⁶ combina los mecanismos de oscilación propuestos anteriormente. Esta teoría formula las interacciones de las anomalías de temperatura de la superficie del mar en el Pacífico oriental, la tensión del viento zonal en las regiones central y occidental del Pacífico ecuatorial y la profundidad de la termoclina en el Pacífico occidental no ecuatorial.

Fundamentalmente, el modo de fondo del sistema acoplado océano-atmósfera del Pacífico varía con el ciclo anual y las influencias decenales. ENOS depende de la memoria oceánica y su tiempo de ajuste dinámico.

International Research Institute, teoría del oscilador retardado de ENOS:
http://iri.columbia.edu/climate/ENSO/theory/index.html

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Sección especial 4-5 Comportamiento de ENOS y modelos acoplados océano-atmósfera

Como ya vimos, el océano está acoplado a la atmósfera a través de anomalías en la tensión del viento,⁷⁷ al tiempo que los vientos reciben su impulso de la mayor liberación de calor latente por convección¹⁴ y de los gradientes de TSM.⁸⁸ Tal acoplamiento se puede expresar de la forma siguiente:

    (E4-5.1)

donde τ es el esfuerzo del viento zonal acoplado, Τ es la TSM y μ es el coeficiente de acoplamiento que expresa la fuerza del acoplamiento.

Si utilizamos la teoría del oscilador retardado como ejemplo, el modo de ENOS se puede describir mediante una ecuación de retardo diferencial.

    (E4-5.2)

donde Τ es la anomalía de TSM en el Pacífico ecuatorial oriental, t es el tiempo, c es la suma de todos los procesos que inducen cambios locales en τ (como advección horizontal, amortiguamiento térmico, afloramientos anómalos y cambios en la estructura subsuperficial local), b representa la reflexión de las ondas de Rossby y su transformación en ondas de Kelvin en la frontera occidental y τ es el retardo provocado por dicha reflexión. El término cΤ representa la retroalimentación positiva, mientras bΤ (t - τ) es una retroalimentación negativa retardada que representa los procesos de ajuste en el océano.

Se ha aplicado un amplio espectro de modelos para comprender y pronosticar ENOS. Los primeros modelos acoplados de ENOS eran versiones parametrizadas de la ecuación (E4-5.2).^85,89 Los modelos acoplados océano-atmósfera se clasifican como modelos simples, intermedios o híbridos, y modelos acoplados de la circulación general. Los modelos atmosféricos simples se basan en ecuaciones de aguas someras modificadas.

             (E4-5.3)
             (E4-5.4)
             (E4-5.5)

donde es la profundidad media del fluido, h es la perturbación de esta profundidad media del fluido que corresponde a la onda, u y v son las componentes de velocidad de la perturbación del viento, g es la aceleración de la gravedad y A representa términos de fricción.

Los modelos simples del océano tropical también se basan en las ecuaciones de aguas someras e incluyen los efectos de afloramiento y del subsuelo local.⁹⁰ Por ejemplo:

             (E4-5.6)
             (E4-5.7)
             (E4-5.8)
             (E4-5.9)

donde h es la profundidad de la capa (de valor medio H), u y v son las velocidades zonal (x) y meridional (y), β es la derivada del parámetro de Coriolis respecto de la latitud, τ_x y τ_y son los esfuerzos del viento zonal y meridional, g es la gravedad reducida, ε es un coeficiente de amortiguación para una representación cruda de mezcla de momento y calor, y K_Τ es un coeficiente que depende del estado medio promediado para una región del Pacífico ecuatorial.

Desarrollo de una teoría de ENOS, Conferencia pronunciada por el Dr. David Battisti: http://www.asp.ucar.edu/colloquium/2000/Lectures/battisti1.html

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4.2.1.4 Observación de la evolución de ENOS

La amplitud de la anomalía de ENOS puede variar enormemente.^71,97,98 Para comprender la intensidad relativa de cada episodio de ENOS en comparación con los demás y con el estado neutro, medimos muchas variables. Entre las que se observan rutinariamente, cabe mencionar las fluctuaciones de TSM, los cambios en la presión de superficie, las variaciones en la intensidad de los alisios y muchos otros factores que se siguen, ya sea por medio de observaciones directas o mediante técnicas de teledetección.^73,99,100

En el pasado, las mediciones in situ de la temperatura superficial del océano se obtenían principalmente a partir de las observaciones que realizaban los buques en las diferentes regiones del Pacífico ecuatorial (fig. 4.34). Tales datos estaban disponibles solo en forma esporádica, ya que dependían de la proximidad fortuita de un buque a un evento y del grado de participación de cada tripulación. Hoy en día, los datos en tiempo real provienen de varias fuentes, incluida una red avanzada de boyas oceánicas ancladas que atraviesa el Pacífico ecuatorial (fig. 4.35a).

Boyas del sistema TAO/TRITON

El sistema de boyas de observación de la atmósfera y el océano tropical (Tropical Atmosphere Ocean) TAO/TRITON⁹⁹ es un esfuerzo de colaboración multinacional entre Estados Unidos, Japón, Corea, Taiwán y Francia que comprende aproximadamente 70 boyas ancladas (fig. 4.35). Las boyas miden una gama completa de elementos meteorológicos, como los vientos de superficie, la temperatura de la superficie del mar, las corrientes, las temperatura del aire ambiente y la humedad, y transmiten los datos correspondientes a los receptores de datos terrestres. La disponibilidad de los datos de la red TAO/TRITON en tiempo real ha sido de enorme beneficio para la detección y predicción de las variaciones climáticas en el Pacífico. También contamos con datos adicionales que provienen de satélites, buques y la red transpacífica de perfiladores, una red de perfiladores del viento de muy alta frecuencia establecida en 1984 (fig. 4.36).

También se han creado arreglos de boyas en las aguas profundas de las zonas tropicales de los océanos Índico y Atlántico (fig. 4.36). La red de boyas fijas del proyecto de predicción e investigación en el Atlántico (Prediction and Research moored Array in The Atlantic, PIRATA)^101,102 establecida en 1997 por Francia, Brasil y Estados Unidos tiene como fin el estudio de la variabilidad tropical y la predicción del clima en el Atlántico, en África y en las Américas. La red de boyas fijas para análisis y predicción del monzón africano-asiático-australiano (Research moored Array for African-Asian-Australian Monsoon Analysis and Prediction, RAMA),¹⁰² se estableció con el apoyo de Japón, India, Estados Unidos, Indonesia, China y Francia. En mayo de 2008, se instalaron los instrumentos en 18 de los 46 emplazamientos previstos para proporcionar datos en apoyo a la investigación avanzada del monzón y al pronóstico del clima.

Temperatura del océano superior y altura dinámica medida durante 60 meses por el sistema TAO:
http://www.pmel.noaa.gov/tao/jsdisplay/plots/gifani/t-dyn.gif (9MB)

Datos en tiempo real de la red TAO: http://www.pmel.noaa.gov/tao/jsdisplay/
Sitio del proyecto PIRATA: http://www.pmel.noaa.gov/pirata/

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4.2.1.5 Índices empleados para observar la evolución de ENOS

La región Niño 3.4 (fig. 4.34) se considera la más apta para vigilar la variabilidad del clima a escala mundial, porque la variabilidad de la TSM que se observa en esta región indica el efecto más intenso para el desplazamiento de los patrones de precipitación del Pacífico occidental al Pacífico central.¹⁰³ También se ha observado que los modelos de pronóstico numérico del tiempo exhiben el mayor grado de habilidad cuando se inicializan con los datos de esta región.¹⁰⁴

Índice oceánico de el Niño (ONI)

El índice oceánico de el Niño (Oceanic Niño Index, ONI) se define como la media de tres meses de la desviación de la temperatura de la superficie del mar respecto de lo normal para la región Niño 3.4 del Pacífico.^100,105 Los valores medios se basan en el conjunto de datos de reconstrucción extendida de la TSM (Extended Reconstruction SST¹⁰⁶), que constituye un análisis histórico y homogéneo de la TSM. Los periodos dominados por El Niño se caracterizan por valores de ONI positivos de 0,5 °C o mayores. Los periodos dominados por La Niña se caracterizan por valores de ONI negativos de −0,5 °C o menores. Para que un episodio se clasifique indiscutiblemente como El Niño o La Niña, estos umbrales se deben superar en al menos cinco meses consecutivos.

Índice de la Agencia Meteorológica de Japón (JMA)

El índice de la JMA se define por la media móvil de 5 meses de las anomalías de TSM en el Pacífico tropical (4°S-4°N, 150°O-90°O).¹⁰⁷ De acuerdo con el índice de la JMA, se produce una fase cálida cuando la media móvil de 5 meses de las anomalías de TSM es mayor que 0,5 °C por al menos seis meses consecutivos, incluido el período de octubre a diciembre. La fase fría ocurre cuando las anomalías de TSM son menores que 0,5 °C por al menos seis meses consecutivos, incluido el período de octubre a diciembre. Según la JMA, un año dominado por ENOS comienza el mes de octubre cuando se forma la fase cálida o fría y dura hasta el próximo mes de septiembre.

Índice Tahití-Darwin de la Oscilación del Sur

Índice ecuatorial de la Oscilación del Sur

El índice ecuatorial de la Oscilación del Sur se define como la anomalía normalizada de la diferencia entre la media mensual de la presión al nivel del mar para un área del Pacífico oriental (80°O-130°O, 5°N-5°S) y un área sobre Indonesia (90°E-140°E, 5°N-5°S). Aunque el índice ecuatorial de la Oscilación del Sur se correlaciona estrechamente con el índice Tahití-Darwin, exhibe ciertas variaciones de amplitud.

Índice multivariado de ENOS (MEI)

El índice multivariado de ENOS (Multivariate ENSO Index, MEI)^97,98 se basa en las seis principales variables observadas sobre el Pacífico tropical: la presión, las componentes zonal y meridional del viento de superficie, la temperatura de la superficie del mar, la temperatura del aire en la superficie y la fracción de nubosidad total del cielo. El MEI se calcula sobre la base de estaciones bimensuales (diciembre-enero, enero-febrero... noviembre-diciembre) para cada variable (fig. 4.38). En primer lugar, los campos de las variables individuales se filtran en grupos situacionales. A continuación, se calcula el índice como el primer componente principal de los seis campos combinados no invertidos.

También se emplean varios índices de vientos en niveles inferiores, índices de vientos en altura e índices de anomalías de radiación de onda larga saliente para vigilar la evolución de ENOS. Cabe señalar que ningún índice de ENOS individual es capaz de representar toda la variabilidad del fenómeno, sino se precisan hasta ocho modos de variabilidad para caracterizar plenamente el desarrollo de ENOS.⁹¹ Los distintos índices de ENOS sirven para comunicar el estado general del ciclo a los que están a cargo de tomar decisiones y al público en general; por ejemplo, el sistema de alerta de ENOS del NCEP disemina vigilancias, avisos y clasificaciones de intensidad para los episodios de El Niño y La Niña.¹⁰⁰ Sin embargo, el Pacífico tropical puede presentar las características de El Niño y La Niña simultáneamente (por ejemplo, el Pacífico oriental puede estar anormalmente cálido al tiempo que el Pacífico central está frío, como se observó en el verano boreal de 2008).

Nota semanal de variabilidad tropical del Servicio Meteorológico de Australia:
http://www.bom.gov.au/climate/tropnote/tropnote.shtml
Índice multivariado de ENOS (MEI): http://www.esrl.noaa.gov/psd/people/klaus.wolter/MEI/
Serie temporal del índice ecuatorial de la Oscilación del Sur de IRI:
http://ingrid.ldeo.columbia.edu/maproom/.ENSO/.Time_Series/Equatorial_SOI.html

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4.2.1.6 Comparación de las anomalías atmosféricas y oceánicas durante El Niño y La Niña

Rasmusson y Carpenter¹⁰⁸ formularon la primera representación compuesta de las anomalías de TSM y los campos de viento en la superficie para El Niño en 1982. La temperatura media del océano extremadamente alta y las TSM anómalas que se observan durante los episodios El Niño intensos presentan un fuerte contraste con las condiciones relativamente frías que observamos durante episodios La Niña intensos (fig. 4.39). Sin embargo, las dos condiciones no son imágenes especulares. El calentamiento anómalo se extiende desde el Pacífico oriental y central, a diferencia del máximo enfriamiento anómalo, que ocupa el Pacífico central y se extiende hacia el nordeste del Pacífico (fig. 4.39, paneles inferiores). Las imágenes compuestas revelan un patrón similar: el máximo de La Niña se localiza al oeste del máximo de El Niño (fig. 4.40a).

Las anomalías de presión correspondientes también son distintas. La depresión asociada con El Niño está más limitada a la región oriental del Pacífico, mientras la anomalía de alta presión de La Niña se extiende más hacia el oeste (fig. 4.40b). Las representaciones de las anomalías del viento zonal y meridional son similares para ambas fases, salvo que las amplitudes son mayores en la imagen compuesta de El Niño y las anomalías del viento zonal se hallan más hacia el oeste durante La Niña (fig. 4.41).

Si bien las gráficas compuestas presentan un patrón general de las anomalías, es importante señalar que cada episodio de El Niño y La Niña es distinto. Las anomalías de ENOS varían tanto en cuanto a su amplitud (fig. 4.42) como a su extensión (fig. 4.43). La intensidad y la distribución del calentamiento oceánico determina la respuesta atmosférica y el alcance de los impactos climáticos. Por ejemplo, el episodio de El Niño de 1986-1987 provocó un leve calentamiento de las regiones centrales del Pacífico ecuatorial y su impacto en la atmósfera también fue menor.

Animación de las anomalías de TSM de dos intensos episodios de El Niño y dos intensos episodios de La Niña

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4.2.1.7 Impactos climáticos relacionados con ENOS

Como cabe esperar, la mayoría de los impactos climáticos de ENOS afectan el Pacífico ecuatorial y las regiones circundantes^109,110 (fig. 4.44). Los impactos más notables son la copiosa precipitación y fuertes inundaciones en la región noroccidental de Sudamérica, especialmente en Perú, Ecuador y Colombia, durante el período de diciembre a febrero de los episodios de El Niño. Otro efecto es la disminución de las poblaciones de peces y almejas,¹¹¹ que constituyen importantes recursos alimenticios y económicos en esa región. En Australia y el continente marítimo, el mismo período está marcado por sequía¹¹² y los problemas concomitantes de incendios y grandes zonas afectadas por el humo, que reduce la visibilidad y aumenta la incidencia de enfermedades respiratorias. Los impactos de El Niño son más intensos y extensos durante el invierno boreal.^113,114 Esto contrasta con lo que ocurre durante el invierno austral, cuando los impactos de El Niño son menos marcados y repercuten principalmente en el hemisferio sur.

Si bien los efectos relacionados con la precipitación aumentan a medida que un episodio de El Niño o La Niña se intensifica, dos eventos de intensidad comparable (según la definición de las anomalías ) no producen efectos de igual magnitud. Los efectos de precipitación más importantes, según permite medirlos el área fraccional de extremos de precipitación tropical, se observan durante los episodios de El Niño más intensos (por ejemplo,
1982-83 y 1997-98).¹⁰⁰

Las fases extremas de ENOS provocan el desplazamiento o la perturbación de las corrientes en chorro a través de Norteamérica.^115,116 Durante la fase cálida (El Niño), en invierno del hemisferio norte la corriente en chorro subtropical se desplaza hacia el sur, lo cual produce el efecto de trasladar hacia el sur del territorio contiguo de EE.UU. las trayectorias generales de las tormentas, y también aumenta el flujo de humedad desde el Pacífico y provoca lluvias intensas en el sur de EE.UU., en América Central y en el Caribe (fig. 4.44). Sabemos que en los Estados Unidos ENOS afecta la distribución de la precipitación y las temperaturas;^{115,116,117,118,119} la frecuencia de generación de ciclones en el golfo de México;¹²⁰ la nubosidad;¹²¹ y una amplia gama de manifestaciones meteorológicas peligrosas, como los tornados,^122,123,124 los huracanes^125,126 (fig. 4.45), los rayos¹²⁷ (fig. 4.46), el manto de nieve¹²⁸ y los incendios forestales.^129,130 Entre los efectos de El Niño que pueden considerarse beneficiosos, podemos mencionar inviernos más cálidos en Canadá y el norte de EE.UU. y un menor número de huracanes en el Atlántico. En aproximadamente del 90 % del territorio de EE.UU. ocurrió al menos un evento meteorológico estadísticamente significativo en términos históricos en relación con los efectos del intenso episodio de El Niño de 1997-98.¹³¹

Durante la fase de La Niña, la probabilidad de que un huracán toque tierra aumenta en todo el Caribe,¹³² mientras en los periodos de El Niño se observan menos huracanes¹²⁵ (fig. 4.45). El aumento durante la fase fría se debe al cambio en el rumbo del viento en altura, que sopla más desde el este y, por tanto, favorece la formación de huracanes en pleno trópico, a diferencia de lo que ocurre durante la fase cálida, que se caracteriza por intensos vientos del oeste en altura¹²⁵ y el aumento de la vorticidad anticiclónica en la troposfera inferior.¹³³ Los impactos de ENOS no son simétricos: los efectos de El Niño son fuertes en el norte del Caribe y débiles en el Caribe oriental y occidental, y durante La Niña, la probabilidad de que un huracán toque tierra aumenta en toda la región.

Los impactos de ENOS varían en tiempo y espacio. Por ejemplo, en Indonesia, los efectos de ENOS en la precipitación alcanzan un máximo en agosto y septiembre. El impacto se siente primero en el este y desde allí se desplaza hacia el oeste hasta alcanzar un pico en agosto.¹¹² Si bien el mapa mundial de los impactos de ENOS muestra una vasta región de influencia en América Central y el Caribe (fig. 4.44), los efectos regionales son mucho más complejos. Aunque por lo general La Niña suele producir condiciones más húmedas y El Niño, más secas, se observan períodos anormalmente secos y húmedos tanto durante episodios de El Niño como de La Niña, y las regiones de los extremos no siempre coinciden (fig. 4.47).

Anomalías de precipitación mundiales, enero de 1997 a febrero de 1998
Evolución del ciclo de ENOS en 1997-98

Anomalías extratropicales: respuesta a las anomalías tropicales

Los impactos de ENOS en las regiones extratropicales se deben a la sensibilidad particular de ciertas zonas a las variaciones en el calentamiento tropical asociadas con ENOS y la OMJ.¹³⁵ Los efectos en los trópicos se sienten de forma preferencial en las regiones de salida de los chorros de latitudes medias.¹¹⁴ El calentamiento que ocurre sobre el continente marítimo y las aguas oceánicas cercanas repercute fuertemente en las regiones extratropicales a través de trenes de ondas de Rossby que modulan el patrón sinóptico Pacífico-Norteamérica (PNA).¹³⁶

Dicho patrón sinóptico, que es más pronunciado en invierno, representa la variabilidad del flujo en la troposfera media sobre Norteamérica y el Pacífico Norte. A nivel sinóptico, un patrón PNA positivo produce una marcada actividad de ondas (meridional) a través del continente, mientras un patrón PNA negativo es más zonal. Existe una fuerte correlación entre el patrón sinóptico PNA y el ciclo de ENOS, que precede a la anomalía en el patrón PNA; esto sugiere que ENOS influye en la variabilidad interanual del patrón PNA.^137,114 Ambos fenómenos están marcados por un cambio en la posición de los chorros polar y subtropical y, en consecuencia, en las trayectorias de los ciclones de invierno a través de Norteamérica, Centroamérica y el Caribe. La figura 4.48 muestra la enorme diferencia que existe en el patrón sinóptico PNA durante episodios de El Niño y La Niña intensos.¹³⁸

La variabilidad interanual en el Atlántico guarda una relación más estrecha con la Oscilación del Atlántico Norte (OAN) que con el ciclo de ENOS. La OAN, que se define por las diferencias de presión entre las Azores e Islandia, afecta con mayor intensidad las latitudes altas, mientras los efectos del PNA se sienten más en las latitudes medias. Los climas subtropicales son sensibles a la posición del chorro subtropical y el anticiclón del Atlántico Norte, ambos controlados por el ENOS, un fenómeno tropical, y el patrón PNA y la Oscilación del Atlántico Norte, fenómenos extratropicales.

Atribución de los impactos de ENOS

Desde el intenso episodio de El Niño de 1982-83 y el reconocimiento de su vínculo a efectos de escala mundial (fig. 4.49), los medios de comunicación han buscado formas de relacionar casi todos los impactos del cambio climático con ENOS. Sin embargo, pese a que la señal de ENOS constituye la manifestación extrema más importante de la variabilidad interanual en las regiones tropicales, no es la única causa de la variabilidad estacional e interanual. Hay otros patrones de circulación que influyen en el clima regional y es preciso proceder con cautela antes de atribuir determinados impactos a ENOS. Antes de declarar que un evento es producto de ENOS, conviene plantear las siguientes preguntas sugeridas por el IRI:

• ¿Qué constituye un impacto de ENOS y qué no?
• ¿Con qué grado de coherencia ocurren los impactos durante eventos de ENOS?
• ¿Cómo y por qué varían los efectos de un evento a otro?

La figura 4.50 ilustra los problemas que se plantean al atribuir impactos específicos a ENOS. Esta situación se presenta como una serie de pasos desde la atribución de la intensificación de la corriente en chorro a un episodio de El Niño hasta la intoxicación por monóxido de carbono sufrida por algunos residentes que utilizaron estufas a gas para calentar sus casas mal ventiladas después de una tormenta de hielo. Cada paso agrega cierta medida de incertidumbre a la atribución.

Otro asunto que puede ser particularmente relevante es cómo ENOS modula el comportamiento de los patrones de mayor frecuencia: aunque tales efectos de modulación no se correlacionarían de forma lineal con ENOS, estarían todavía asociados a dicho fenómeno.

IRI, impactos de ENOS:
http://iri.columbia.edu/climate/ENSO/societal/impact/methods/index.html

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4.2.1 El Niño-Oscilación del Sur (ENOS) »
4.2.1.8 Predicción de ENOS

El episodio de El Niño de 1982-83 provocó la rápida expansión de las observaciones y el modelado del fenómeno ENOS. Uno de los primeros éxitos fue el pronóstico acertado de El Niño de 1986-87, con 3 y 9 meses de antelación por Mark Cane y Zebiak Steve del observatorio geológico Lamont–Doherty de la Universidad de Columbia.^139,140 En la actualidad, los modelos acoplados océano-atmósfera de desempeño comprobado son capaces de generar predicciones alentadoras de ENOS con plazos de anticipación de 1 año. Aun así, tienden a subestimar la amplitud de la variabilidad interanual de la TSM¹⁴¹ y exhiben menos habilidad entre el invierno y el comienzo de la primavera boreal.¹⁴⁰ Por ejemplo, aunque varios modelos dinámicos y estadísticos predijeron que la TSM sería anormalmente alta en 1997, las tendencias eran débiles y su evolución demasiado lenta.^140,142 Los modelos no pronosticaron el inicio del episodio de El Niño extremadamente intenso de 1997-98 a principios de primavera. Las previsiones de los modelos mejoraron después de abril y mayo de 1997;¹⁴³ en muchos casos, esto se debió a que los modelos se habían inicializado con observaciones atmosféricas y oceánicas muy anómalas.

¿Qué pronostican los modelos numéricos para ENOS? La temperatura de la superficie del mar en el Pacífico ecuatorial. Se utilizan dos tipos de modelos: «dinámicos» y «estadísticos». Los modelos dinámicos aplican las leyes físicas que rigen el comportamiento de la atmósfera y del océano para predecir sus condiciones en el futuro. Por ejemplo, empleamos las leyes del movimiento de Newton para predecir la velocidad del viento. Las representaciones matemáticas de las leyes físicas se convierten en programas informáticos. Todo aumento en la potencia de cálculo facilita la representación de comportamientos más complejos de la atmósfera y del océano en los modelos dinámicos. Los modelos estadísticos recurren a las observaciones realizadas en el pasado para predecir el futuro. A partir de un largo período de datos históricos (30 a 50 años), se examinan las tendencias, los extremos y las relaciones entre las variables relacionadas con el ciclo ENOS. Por ejemplo, un modelo estadístico de base haría una regresión simple de las anomalías del viento del oeste y de la TSM para una serie de regiones del Pacífico ecuatorial. Un modelo estadístico más complejo utilizaría redes neuronales en las cuales se entrena el modelo para reconocer los eventos precursores y predecir la probabilidad de que ocurran distintas condiciones relacionadas con ENOS.

Por lo general, los modelos estadísticos tienen una mayor habilidad de pronóstico para plazos cortos (menos de seis meses) y son menos precisos para plazos más largos. La habilidad de los modelos dinámicos ha mejorado con la adición de diversos esquemas que permiten asimilar los datos reales en las simulaciones. Un breve estudio de las anomalías de TSM generadas por los actuales modelos dinámicos demuestra que producen una mayor amplitud de valores de pronóstico y un número aproximadamente igual de ellos exhibe un sesgo frío o cálido (fig. 4.51a). Aunque la amplitud de los valores generados por los modelos estadísticos es menor, tienden a producir pronósticos con un sesgo constantemente cálido o frío (fig. 4.51b).

Las mejoras en la habilidad de producir pronósticos estacionales beneficiará a los que están a cargo de tomar decisiones, porque los impactos de ENOS varían geográfica y estacionalmente (fig. 4.52). Por ejemplo, cuando en mayo de 1997 se emitió el boletín de alerta de El Niño, en el noroeste de Sudamérica solo se contaba con alrededor de un mes para prepararse antes del período de mayor impacto, mientras otras regiones contaron con más tiempo antes del momento de máximo impacto.

Imagínese cómo podría utilizar los diagnósticos y pronósticos del ciclo ENOS si usted fuera:

• coordinadora a nivel nacional de la respuesta ante incendios en Australia
• director de una cooperativa agrícola en Filipinas
• administrador de recursos hídricos en Venezuela
• gerenta de preparación para emergencias y desastres en el sur de California
• ministro de obras viales y transporte en Ecuador
• pescador en Perú
• ejecutiva de una compañía de gas en el oeste de Canadá
• funcionario de salud pública responsable de enfermedades respiratorias en Indonesia
• pronosticador del tiempo severo en el sudeste de los EE.UU.

Descripción general de las predicciones de ENOS:
http://iri.columbia.edu/climate/ENSO/background/prediction.html

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.2 Oscilación cuasi-bienal (OCB)

La oscilación cuasi-bienal (OCB) se observa más fácilmente en los vientos zonales de la estratosfera ecuatorial inferior, que por lo general se miden en el nivel de 30 a 50 hPa. La dirección del viento oscila del este al oeste y viceversa de acuerdo con un ciclo de aproximadamente dos años (fig. 4.53). Estas oscilaciones alteran la cizalladura vertical del viento en el límite superior de la troposfera. La fase y magnitud de la OCB han afectado la frecuencia de los ciclones tropicales en el Atlántico Norte.^125,133

Después de un breve repaso de la investigación sobre la OCB, examinaremos su estructura y sus repercusiones en otros fenómenos atmosféricos antes de considerar una teoría simple de su variación.

Índice del viento zonal en 30 hPa para la OCB, enero de 1953 a septiembre de 2001:
http://www.jisao.washington.edu/data_sets/qbo/index.my_page.html

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.2 Oscilación cuasi-bienal (OCB) »
4.2.2.1 Descubrimiento de la OCB

En 1908, los globos sonda lanzados cerca del Lago Victoria, en África, detectaron vientos del oeste a unos 15 km de altitud (entre 100 y 150 hPa). Tales vientos del oeste representaban un enigma: el polvo de la erupción del volcán Krakatoa (6°S, 105°E) del 27 de agosto de 1883 había viajado rumbo hacia el oeste y había tardado 13 días en dar la vuelta al ecuador. Para descifrar este enigma, se formuló la teoría de «vientos del este del Krakatoa» a 30 km de altura (10 hPa) y «vientos del oeste de Berson» a unos 20 km de altura (50 hPa).¹⁴⁵

En 1961 nuestra comprensión del comportamiento de los vientos en la estratosfera inferior mejoró cuando Reed y algunos colegas utilizaron series temporales de datos de radiosondeo para demostrar la existencia de una oscilación en los vientos zonales de la estratosfera y la alta troposfera sobre el ecuador.¹⁴⁶

Algunos estudios subsiguientes¹⁴⁷ demostraron que con el tiempo el régimen alternante de vientos del este y del oeste y la anomalía de temperatura asociada descienden y que el ozono total también exhibe este patrón de descenso.¹⁴⁸ Como la oscilación presentaba un período de 26 a 28 meses, recibió el apodo de quasi-biennial oscillation (QBO), en inglés,¹⁴⁸ es decir, «oscilación cuasi bienal» (OCB).

Antecedentes y teoría de la OCB: http://journals.ametsoc.org/doi/pdf/10.1175/1520-0477%281987%29068%3C0329%3AOTDOTT%3E2.0.CO%3B2

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.2 Oscilación cuasi-bienal (OCB) »
4.2.2.2 Estructura espacial y temporal básica de la OCB

La OCB se define por las características siguientes:

1. Un período de oscilación de 20 a 36 meses y una media aproximada de 28 meses.
2. La oscilación es evidente en los vientos zonales y, en menor medida, en la temperatura.
3. Por lo general, los vientos del este son más intensos que los del oeste.
4. La señal característica de la OCB en el viento zonal se propaga hacia abajo con el tiempo desde el nivel cerca de 10 hPa hasta el de 100 hPa o más bajo.¹⁵⁰
5. Tal propagación descendente ocurre a un ritmo aproximado de 1 km al mes.
6. Los vientos del oeste duran más tiempo que los del este en los niveles más altos, mientras los vientos del este duran más tiempo en los niveles inferiores.
7. Los vientos del oeste descienden más rápidamente que los del este, especialmente en la estratosfera inferior (en la figura 4.54 se notan gradientes más pronunciados del azul al rojo que del rojo al azul).
8. La amplitud de la OCB disminuye con la disminución de la altura; por lo general, la amplitud máxima (40 a 50 m s⁻¹) se observa cerca del nivel de 20 hPa.
9. Con frecuencia, la transición entre el régimen de viento zonal del oeste al régimen de viento zonal del este se retrasa en el nivel entre 30 y 50 hPa (evidente como una «cola» naranja/verde que se extiende de las anomalías rojas en la figura 4.54).
10. La OCB presenta un grado considerable de variabilidad tanto de período como de amplitud.

Fig. 4.54. Perfil de tiempo y altura de la media zonal del viento zonal ecuatorial simulado; las curvas de distancia separan los vientos del oeste (rojo) y del este (azul) a intervalos de 6 m s⁻¹.¹⁴⁵

Las siguientes gráficas de latitud y tiempo de la media zonal del viento zonal demuestran la muy intensa señal de la OCB en el nivel de 10 hPa cerca del ecuador (fig. 4.55a) y una señal de OCB mucho más débil en el nivel de 100 hPa (fig. 4.55b).

Mientras los dos primeros diagnósticos que consideramos se centraban en los vientos zonales cerca del ecuador, la OCB no está confinada a las regiones tropicales (fig. 4.55): su influencia se ha vinculado a variaciones cuasi-bienales en las zonas de altas presiones subtropicales y de bajas presiones subpolares.¹⁵²

La entrada de la OCB en las regiones subtropicales también es evidente en la figura 4.55, aunque las muy grandes variaciones representadas en las amplitudes del viento zonal en las latitudes altas son principalmente resultado del ciclo estacional.

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.2 Oscilación cuasi-bienal (OCB) »
4.2.2.3 Impactos de la OCB en otros fenómenos atmosféricos

Si bien la OCB alcanza su amplitud máxima en la estratosfera, se han identificado impactos relacionados en una amplia gama de fenómenos atmosféricos, tanto en la troposfera como en la estratosfera. Ya vimos que la OCB se descubrió en respuesta a la necesidad de comprender un enigma planteado por el movimiento hacia el oeste de la nube de ceniza arrojada a la atmósfera por el volcán Krakatoa (lo que implica un flujo del este en la estratosfera) cuando las observaciones de globos pilotos lanzados en África indicaban que en ese nivel de la atmósfera el viento soplaba del oeste. En tiempos más recientes, se ha demostrado que la disminución de la carga de aerosoles generada por las erupciones volcánicas (como El Chichón en 1982 y Pinatubo en 1991) depende de la fase de la OCB.¹⁵³ También en la estratosfera, los episodios de intenso calentamiento en invierno ocurren durante la fase del este de la OCB.¹⁵⁴

Una posible explicación de la diferencia en la respuesta de ciclones tropicales a la OCB en las distintas cuencas oceánicas es que esta no afecta los ciclones tropicales en forma directa, pero en cada cuenca la cizalladura del viento zonal cerca de la tropopausa se ve reducida durante la «fase de actividad ciclónica tropical» de la OCB. La menor cizalladura del viento zonal en altura aumenta la convección profunda en la región y crea condiciones más favorables para la formación de los ciclones tropicales.¹⁵⁷ Se han utilizado las variaciones en las precipitaciones del Sahel para demostrar la existencia de este vínculo entre la OCB, la convección y la actividad de ciclones tropicales en el Atlántico.¹⁵⁸

4.2 Fuentes de variabilidad interanual »
4.2.2 Oscilación cuasi-bienal (OCB) »
4.2.2.4 Teoría de la OCB

Aunque se han formulado varias teorías para explicar la OCB, la que en la actualidad está más aceptada propone que las ondas de Kelvin atrapadas en el ecuador brindan momento del oeste y las ondas de Rossby-gravedad aportan momento del este; la combinación de estos efectos produce la oscilación casi bienal (OCB).¹⁵⁹ Como ya estudiamos estas ondas, en este apartado nos limitaremos a describir cómo contribuyen al cambio de fase de la OCB. La figura 4.56 constituye una serie de representaciones esquemáticas.

La corriente en chorro del oeste (que se observa en la parte inferior derecha de la curva de perfil vertical del viento zonal de la figura 4.56) impide que las ondas de Kelvin (curva roja) se propaguen a mayor altura, pero las ondas mixtas de Rossby-gravedad sí pueden propagarse hasta el nivel de máximo viento del este (panel a). A medida que las ondas depositan momento en la región del chorro del oeste, este se vuelve más y más angosto en la vertical hasta volverse tan fino e inestable que acaba mezclándose con los vientos del este y hasta que desaparezca por completo (panel b).

Sin el obstáculo que antes presentaba el chorro del oeste, ahora las ondas de Kelvin del oeste (curva roja) pueden propagarse libremente a los niveles altos a través del flujo medio del este y depositar impulso del oeste en altura (panel c). A medida que se deposita más impulso del oeste en la capa alta, esta se expande y fuerza el descenso de los vientos del este a un nivel atmosférico más bajo (panel d). De esta manera, tanto los vientos del oeste como los vientos del este asociados con la OCB descienden por la atmósfera.

Llegado a este punto, el chorro del este en niveles bajos se halla entre los vientos del este que se le depositaron abajo y los vientos del oeste, que se encuentran a mayor altura. Con el tiempo, el chorro se vuelve inestable y desaparece por mezcla como sucedió antes con el chorro del oeste, dejando en este nivel solo vientos del oeste (panel e). Ahora que los vientos del este han desaparecido, las ondas mixtas de Rossby-gravedad (curva azul) pueden transportar el momento del este a los niveles altos (panel e). Esto lleva a la formación de una zona de vientos del este en altura (panel f) y ahora se observa la fase opuesta de la OCB respecto del comienzo.

Continúe esta descripción y muestre cómo la OCB finalmente vuelve a producir vientos del oeste en altura.

4.3 Fuentes de variabilidad decenal

Además de la OMJ intraestacional y el ciclo de ENOS interanual, las interacciones tropicales y extratropicales también se correlacionan a escala de décadas. En esta sección nos centraremos en tres relaciones de este tipo.

4.3 Fuentes de variabilidad decenal »
4.3.1 Oscilación decenal del Pacífico (ODP)

Por lo general, los valores de ODP positivos están asociados a condiciones más húmedas de lo normal en el sudoeste de los EE.UU., mientras los valores negativos son indicativos de sequía persistente.^160,162 Existe también una fuerte correlación entre la ODP y ciertos cambios importantes que han ocurrido en las poblaciones de peces y los ecosistemas marinos del norte del Pacífico.¹⁶⁰ Aunque desconocimos sus causas, lo que limita su predictibilidad, algunas simulaciones climáticas han producido oscilaciones similares a la ODP.

Animación de la TSM correspondiente a la ODP:
http://www.pmel.noaa.gov/vrml/overland/movies/pdosmall2.mpg

Valores mensuales del índice de ODP, Universidad de Washington:
http://jisao.washington.edu/pdo/PDO.latest

4.3 Fuentes de variabilidad decenal »
4.3.2 Oscilación multidecadal del Atlántico (OMA)

El índice de la oscilación multidecadal del Atlántico (OMA) (que a veces también se denomina «oscilación atlántica multidecadal») mide —a lo largo de períodos de 20 a 40 años— los cambios en la temperatura superficial y en la cizalladura vertical de los vientos horizontales que barren grandes zonas del Atlántico tropical. En las regiones extratropicales, el efecto de la OMA se observa en forma de un desplazamiento de los anticiclones subtropicales y las corrientes en chorro. Cuando las aguas del Atlántico Norte tropical presentan una anomalía cálida (OMA positiva), la mayor parte de los Estados Unidos y el nordeste de América del Sur reciben menos lluvia, al tiempo que cae más en el sur de Alaska, el norte de Europa, África occidental y el sudeste de EE.UU.¹⁶³ (fig. 4.58). Las sequías persistentes que experimenta la región central del territorio de EE.UU., como la gran sequía de la década de 1930 que en inglés se conoce como Dust Bowl, se han relacionado con episodios de OMA positiva.

4.3 Fuentes de variabilidad decenal »
4.3.3 Oscilación del Atlántico Norte (OAN)

La oscilación del Atlántico Norte (OAN)¹⁶⁵ es una oscilación a gran escala que se observa entre el anticiclón subtropical y la depresión polar en el Atlántico Norte. La fase positiva de la OAN se caracteriza por una mayor diferencia de presión entre el anticiclón de las Azores y la depresión de Islandia y vientos del este más intensos en el Atlántico tropical. Durante la fase negativa de la OAN, el anticiclón subtropical y la depresión de Islandia son más débiles y los vientos tropicales del este se debilitan. Los impactos de la OAN son más marcados en las latitudes altas. El vínculo entre la OAN y el forzamiento tropical sigue siendo objeto de discusión. Algunos estudios sugieren la posibilidad de que exista un vínculo indirecto entre ENOS y la OAN.^166,167

Modelo conceptual de la oscilación del Atlántico Norte, Lamont Doherty, Universidad de Columbia:
http://www.ldeo.columbia.edu/res/pi/NAO/
NOAA/CPC: http://www.cpc.noaa.gov/data/teledoc/nao.shtml

Temas de enfoque »
Sección de enfoque 1: Variabilidad intraestacional, tiempo en el trópico y ciclones tropicales

Este libro de texto incorpora nueva información acerca de la OMJ y las ondas ecuatoriales que es útil en el análisis y la predicción de las condiciones del tiempo en el trópico. Esta lista constituye un resumen de las secciones y los recursos visuales del libro de texto que abarcan estos temas.

Efecto de la OMJ en el tiempo en el trópico

Condiciones del tiempo en el trópico

Efecto de la OMJ en los patrones meteorológicos mundiales, sección 4.1.1.3 y figuras 4.10a y 4.10b

Observación y pronóstico de la OMJ, sección 4.1.1.4, incluida la lista de pronósticos en tiempo real disponibles en línea

Ciclones tropicales

Fases de la OMJ y ciclones tropicales en el golfo de México y el Atlántico occidental, sección 4.1.1.3, incluida la figura 4.8

Actividad de ciclones tropicales modulada por la OMJ, sección 8.6.2.1Actividad de ciclones tropicales modulada por la OMJ, sección 8.6.2.1, fig. 8.55

Ondas ecuatoriales y el tiempo en el trópico

Observación de ondas ecuatoriales

• Ondas de Kelvin: figs. 4.15 y 4.24a
• Ondas de Kelvin observadas con radar ecuatorial, capítulo 2, sección 2.2.5
• Ondas de Rossby ecuatoriales, sección 4.1.2.2, figs. 4.16, 4.17 y 4.24b
• Ondas mixtas de Rossby-gravedad, sección 4.1.2.3 y fig. 4.18
• Observación y pronóstico de ondas ecuatoriales, sección 4.1.5.2, incluye una lista de diagnósticos y pronósticos en tiempo real disponibles en línea

Modelos conceptuales de ondas ecuatoriales

Ondas de Kelvin, animación: figura 4.19

Ondas de Rossby ecuatoriales (n = 1), animación: figura 4.20

Ondas mixtas de Rossby-gravedad: figura 4.21

Ondas ecuatoriales y ciclones tropicales

Impacto de las ondas ecuatoriales y la actividad de ciclones tropicales, sección 4.1.5.1, incluida la figura 4.22.

Formación de ciclones tropicales «gemelos» en el hemisferio norte y el hemisferio sur provocada por ondas de Rossby ecuatoriales, capítulo 8, sección 8.3.2.2, incluida la animación de Sidr y Lee-Ariel en 2007 (fig. 8.21)

Ciclogénesis tropical a partir de ondas mixtas de Rossby-gravedad, incluida la animación del ciclón tropical 05A en el norte del océano Índico (fig. 8.22)

Efecto de la OMJ en el tiempo en el trópico

Condiciones del tiempo en el trópico

Efecto de la OMJ en los patrones meteorológicos mundiales, sección 4.1.1.3 y figuras 4.10a y 4.10b

Observación y pronóstico de la OMJ, sección 4.1.1.4, incluida la lista de pronósticos en tiempo real disponibles en línea

Ciclones tropicales

Fases de la OMJ y ciclones tropicales en el golfo de México y el Atlántico occidental, sección 4.1.1.3, incluida la figura 4.8

Actividad de ciclones tropicales modulada por la OMJ, sección 8.6.2.1, fig. 8.55

Ondas ecuatoriales y el tiempo en el trópico

Observación de ondas ecuatoriales

• Ondas de Kelvin: figs. 4.15 y 4.24a
• Ondas de Kelvin observadas con radar ecuatorial, capítulo 2, sección 2.2.5
• Ondas de Rossby ecuatoriales, sección 4.1.2.2, figs. 4.16, 4.17 y 4.24b
• Ondas mixtas de Rossby-gravedad, sección 4.1.2.3 y fig. 4.18
• Observación y pronóstico de ondas ecuatoriales, sección 4.1.5.2, incluye una lista de diagnósticos y pronósticos en tiempo real disponibles en línea

Modelos conceptuales de ondas ecuatoriales

Ondas de Kelvin, animación: figura 4.19

Ondas de Rossby ecuatoriales (n = 1), animación: figura 4.20

Ondas mixtas de Rossby-gravedad: figura 4.21

Ondas ecuatoriales y ciclones tropicales

Impacto de las ondas ecuatoriales y la actividad de ciclones tropicales, sección 4.1.5.1, incluida la figura 4.22.

Formación de ciclones tropicales «gemelos» en el hemisferio norte y el hemisferio sur provocada por ondas de Rossby ecuatoriales, capítulo 10, sección 8.3.2.2, incluida la animación de Sidr y Lee-Ariel en 2007 (fig. 8.21)

Ciclogénesis tropical a partir de ondas mixtas de Rossby-gravedad, incluida la animación del ciclón tropical 05A en el norte del océano Índico (fig. 8.22)

Temas de enfoque »
Enfoque operativo

Observación e impactos de la OMJ

Pronóstico de la OMJ

Ondas ecuatoriales y el tiempo en el trópico

Observación y pronóstico de ondas ecuatoriales

Observación de ENOS

Impactos de ENOS

Predicción de ENOS

OCB

Resumen

La variabilidad de la atmósfera y los océanos tropicales repercute en el clima mundial a distintas escalas espaciales y temporales. La comprensión de las teleconexiones en los trópicos, como los cambios en la circulación de Walker provocados por el ciclo de ENOS, y fuera de los trópicos, como los cambios en las borrascas de latitudes medias causados por ENOS, nos brinda información sobre el sistema climático mundial. Es posible discernir patrones coherentes de variabilidad tropical local a escalas diurnas y a escalas espaciales y temporales cada vez mayores.Existen varias fuentes predominantes de variabilidad intraestacional, como las ondas ecuatoriales (ondas de Kelvin, de Rossby y mixtas de Rossby-gravedad) en la atmósfera y en el océano, y la oscilación de Madden-Julian (OMJ). El fenómeno El Niño-Oscilación del Sur (ENOS), un conocido agente de variabilidad interanual centrado en los trópicos, produce efectos a escala mundial. Quizás resulte sorprendente que una oscilación cuasi bienal (OCB) en los vientos estratosféricos también pueda afectar el clima y el tiempo en el trópico. Por ejemplo, se ha demostrado que la OCB afecta la actividad de ciclones tropicales tanto en el Atlántico Norte y como en el Pacífico noroccidental. Finalmente, la variabilidad decenal producto de la oscilación decenal del Pacífico (ODP) y la oscilación multidecadal del Atlántico (OMA) provoca cambios a muy largo plazo en el clima tropical que pueden modificar los patrones de otras variaciones de plazo más corto. Sin embargo, la OMJ, el ENOS, la OCB y otras fuentes de variabilidad intraestacional e interanual pueden también producir retroalimentaciones y modificar las señales a plazo más largo. Comprender las complejas interacciones entre estas fuentes de variabilidad no solo nos ayudará a mejorar los pronósticos del tiempo y clima tropical, sino que también nos permitirá comprender la variabilidad climática y meteorológica fuera de los trópicos.

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial

http://www.bom.gov.au/climate/mjo/

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial »
A1 Derivación de las ecuaciones de aguas someras

Nuestro objetivo consiste en encontrar soluciones matemáticas para cada tipo de onda ecuatorial de gran escala que se presenta en este capítulo. Para que las derivaciones sean lo más sencillas posible, aplicaremos el enfoque utilizado originalmente por Matsuno (1966): obtener las soluciones de forma de onda a partir de una forma simplificada de las ecuaciones de Navier-Stokes, que también se conocen como las ecuaciones de aguas someras y que en este apéndice se denominarán EAS.

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial »
A1 Derivación de las ecuaciones de aguas someras »
A1.1 Supuestos implícitos en la derivación de las ecuaciones de aguas someras (EAS)

Tres supuestos clave subyacen a la derivación de las ecuaciones de aguas someras a partir del conjunto de ecuaciones primitivas en un ambiente adiabático seco (es decir, las ecuaciones de Navier-Stokes y la ecuación de continuidad). El primer supuesto es que la atmósfera (o el océano o la zona de contacto entre el océano y la atmósfera) se puede aproximar por medio de dos capas distintas, cada una de las cuales es homogénea tanto en la horizontal como en la vertical mientras esté en reposo. Si bien este supuesto puede volverse problemático cuando se considera una atmósfera continuamente estratificada, puede resultar útil para considerar los modos externos (e incluso el primer modo interno) de la atmósfera. El segundo supuesto es que ni la presión ni la densidad en la capa superior varía en la horizontal. El tercero y último supuesto es que la aproximación hidrostática es válida.

En conjunto, estos dos últimos supuestos impiden que la fuerza del gradiente de presión varíe en la vertical. Esto se puede comprobar para la capa superior tomando el gradiente horizontal de la relación hidrostática

,

ya que la presión está limitada para no exhibir ninguna variación horizontal. Debe haber variaciones horizontales de presión en la capa inferior (de lo contrario no se podrían mantener los flujos de equilibrio), pero incluso en la capa más baja no hay variación de presión en la vertical. Teniendo en cuenta el gradiente horizontal de la relación hidrostática y recordando que la densidad de esta capa se supone constante, vemos que

.

Las ecuaciones de aguas someras se simplifican cuando se sustituye la profundidad vertical de la capa inferior por la presión. Para un flujo equilibrado, tanto los vientos como la presión deben variar en el espacio. Si la presión varía, a través de la aproximación hidrostática, la profundidad del fluido también debe variar, a saber:

.

Dado que la densidad y la gravedad son ambas constantes y (como acabamos de demostrar) la presión no varía en la vertical, podemos concluir que los gradientes de presión horizontales son equivalentes a gradientes horizontales en la profundidad h del fluido. Revuelva su café con un movimiento circular de la cuchara y observe la superficie del líquido: verá que se hunde en el centro y se levanta en la periferia. Este es un simple ejemplo cotidiano de la variación horizontal de la profundidad de un fluido en respuesta a su movimiento.

Fig. 4A1.2. Demostración del hundimiento que ocurre en el centro de un fluido en respuesta a su rotación horizontal.
Video de demostración de la respuesta de un fluido a la rotación horizontal

El hecho de que el gradiente de presión es independiente de la altura nos permite deducir que las perturbaciones del viento en la capa inferior también serán independientes de la altura. Como resultado, no hay advección vertical de los vientos.

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial »
A1 Derivación de las ecuaciones de aguas someras »
A1.2 Derivación de las ecuaciones de aguas someras en un marco de referencia giratorio

Al combinar todos los supuestos y los resultados obtenidos, las componentes del viento horizontal de las ecuaciones de Navier-Stokesⁱ se reducen a:

donde (u, v) es el vector viento horizontal, f es el parámetro de Coriolis, y ρ_U y ρ_L representan la densidad en las capas superior e inferior del fluido,^j respectivamente. La profundidad del fluido h(x, y, t) se ha separado en dos componentes: h = H + η, donde H es una constante, y η(x, y, t). Esto será importante más adelante, cuando linealicemos las ecuaciones con el fin de resolver para las ondas ecuatoriales.

Si definimos la gravedad efectiva g′ como , las ecuaciones de momento para la aproximación en aguas someras se reducen a:

La ecuación de continuidad se manipula para derivar la ecuación final en el conjunto de ecuaciones de aguas someras.^k Integrando la ecuación de continuidad desde el suelo (donde el movimiento vertical w debe ser cero) hasta h (la superficie del líquido inferior) se obtiene:

,

ya que la presión y, por tanto, (u, v) no varían en la vertical. Volviendo a la integración vertical de la ecuación de continuidad, obtenemos:

,

donde w(z=h) es el movimiento de la interfaz entre los fluidos (es decir, el cambio con el tiempo de la profundidad del fluido inferior). Como consecuencia directa de estos dos resultados, podemos escribir

,

lo cual simplemente declara que el movimiento ascendente (descendente) de la superficie del fluido inferior equivale al producto de la profundidad del fluido inferior por la convergencia (divergencia) en el fluido inferior.

Dado que , podemos reescribir la última ecuación de la forma siguiente:

Por último, recordando que separamos la profundidad del líquido inferior en términos de una profundidad media (constante) H y una perturbación que varía en tiempo y espacio η(x, y, t) hasta esta profundidad, obtenemos la forma final de la tercera ecuación de aguas someras:

.

Esta ecuación simplemente declara que el movimiento de la superficie de contacto del fluido inferior h equivale al producto de la profundidad del fluido inferior por la convergencia en el fluido inferior. Esto significa que un mayor grado de convergencia o convergencia en una capa más profunda producirá un cambio mayor en la profundidad del fluido.

El complemento completo de ecuaciones de aguas someras para un planeta Tierra en rotación es el siguiente:

     (1)

      (2)

     (3)

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial »
A1 Derivación de las ecuaciones de aguas someras »
A1.3 Las ecuaciones de aguas someras en un plano β ecuatorial

Dado que vamos a trabajar con ondas tropicales, también podemos simplificar el término de Coriolis de las ecuaciones de aguas someras. La aproximación siguiente de esta ecuación formulada para un plano β ecuatorial introduce un error máximo tan solo del 14 % en los cálculos a 30 grados de distancia del ecuador (Gill 1982). Por tanto, vamos a restringir todo análisis basado en esta forma de las ecuaciones al intervalo de latitudes 30°S≤φ≤30°N, un límite que obviamente no representa el más mínimo obstáculo para un análisis de los trópicos.

La incorporación del supuesto de un ángulo pequeño:

,          

produce

,

 = constante,

donde a es el radio terrestre, que suele considerarse constante (6,37 × 10⁶ m). El parámetro de Coriolis f y su gradiente norte-sur β para un plano β en la latitud de referencia se transforman, por tanto, en

, una constante,

= 2,3 × 10⁻¹¹ s⁻¹ m⁻¹.      (4)

Si utilizamos (3) y (4), el parámetro de Coriolis en un plano β viene siendo

     (5),

donde y es la distancia de desplazamiento norte o sur (en metros) respecto de la latitud de referencia .

Para el caso especial de un plano β centrado en el ecuador se utilizará

     (5)′.

El uso de la expresión (5)′ en las ecuaciones (1) a (3) produce las ecuaciones de aguas someras para un plano β ecuatorial:

     (1)′

     (2)′

     (3)′

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial »
A1 Derivación de las ecuaciones de aguas someras »
A1.4 Linealización de las ecuaciones de aguas someras en un plano β ecuatorial

Es posible efectuar una última simplificación para reducir estas ecuaciones a los términos mínimos necesarios para iluminar los procesos clave de las ondas de Rossby, de inercia-gravedad, mixtas de Rossby-gravedad y de Kelvin: la linealización alrededor de un estado de fondo en reposo.

En primer lugar, segregamos cada una de las componentes del viento y el campo de alturas en las ecuaciones (1)′ a (3)′ para obtener un componente medio (de flujo de fondo) y un componente debido a la onda, es decir:

Para que la linealización sea válida, las ondas —, y — deben provocar perturbaciones pequeñas. En las latitudes medias, normalmente esto corresponde al componente ageostrófico del movimiento o algo similar.

La suposición de que U = 0, V = 0 y N = 0 corresponde a un estado de fondo sin movimiento y, por tanto, implica la ausencia de un gradiente de presión equilibrador.

Si linealizamos las ecuaciones de aguas someras en un plano β ecuatorial alrededor de este estado de reposo, obtenemos las siguientes ecuaciones:

      (6)

      (7)

      (8)

Apéndice A: Soluciones para derivar la forma de onda ecuatorial »
A1 Derivación de las ecuaciones de aguas someras »
A1.5 Ecuación de vorticidad potencial para las ecuaciones de aguas someras en un plano β ecuatorial

A partir de , reordenamos la ecuación para obtener:

.

Si reordenamos la ecuación (8) y la sustituimos en esta ecuación, obtenemos:

     (9)

donde , la vorticidad relativa.

Por último, en este sistema linealizado , porque ; reconociendo que [recordemos que h = ()] y utilizando los resultados anteriores y las leyes logarítmicas, podemos reescribir la ecuación (9) de la forma siguiente:

     (10)

donde q es la vorticidad potencial barotrópica divergente, que se define como:

     (11)

Debido a nuestra formulación de este sistema lineal, q es una cantidad de perturbación y es una medida de la VP de la onda. La ecuación (10) es la formulación clásica de la ecuación de VP barotrópica divergente y es una declaración de que q se conserva en su movimiento con el flujo. Una interpretación alterna es que la evolución temporal de q en un punto fijo se rige por la advección de q producida por el flujo medio.

Para nuestros propósitos, es más sencillo desarrollar los términos de la ecuación (10). Si escribimos (10) como

,

y a continuación tomamos cada término del lado derecho sucesivamente, podemos ver que:

     (i)

     (ii)

La combinación de los términos (i) y (ii) en la ecuación (10) arroja

,

es decir,

     (12)

Apéndice B: Derivación de la relación de dispersión generalizada para ondas en las ecuaciones de aguas someras

Para explorar las soluciones de ondas pertinentes para el conjunto de ecuaciones de aguas someras (6) a (8) y (12), es preciso resolver para un conjunto coherente de estructuras de onda en cada una de las variables dependientes
(u, v y h). El método más sencillo consiste en reducir este conjunto de ecuaciones en una sola ecuación para una variable y luego sustituirla donde corresponda en el conjunto de ecuaciones para derivar soluciones de onda coherentes para las demás variables.

Vamos a tomar como punto de partida las ecuaciones de aguas someras para un plano β ecuatorial linealizadas alrededor de un estado sin movimiento:

      (6)

     (7)

     (8)

Dado que buscamos soluciones para ondas, vamos a suponer soluciones para u, v y h que especifican una onda en
(x, t) y tienen una forma funcional indeterminada en y:

     (14a),

     (14b)

y

     (14c)

donde U, V y H_W son las amplitudes de cada variable debido a la onda (por ejemplo, U es la magnitud más grande de la componente zonal de la velocidad) y dichas amplitudes varían en la dirección y (es decir, de norte a sur), k es el número de onda zonal, ω es la frecuencia de las ondas e . Una consecuencia directa de suponer esta forma para las variables de las ecuaciones de aguas someras es que se cumplen estas condiciones:

  y        (14)′

Sustituyendo (14a) a (14c) y (14)′ en las ecuaciones (6) a (8) se obtiene

     (6)′

      (7)′

y

     (8)′

Resolviendo (6)′ para U y, a continuación, sustituyendo este resultado en (7)′ y (8)′ se obtienen dos ecuaciones acopladas en V y H_W:

      (7)′′

     (8)′′

Sustituyendo (8)′′ en (7)′′ para eliminar H_W y reordenando, se obtiene una ecuación diferencial ordinaria de segundo orden en V:

      (15)

La solución de la ecuación (15) da la forma funcional de V en la dirección meridional. Con esto se termina de especificar la estructura del campo del componente de velocidad meridional de la perturbación asociada con la onda, porque ya especificamos las variaciones zonales y temporales de V. Cuando se conozca este valor, también se podrán obtener las soluciones para las estructuras de la componente zonal y el campo de altura.

Considere dos soluciones asintóticas de la ecuación (15) para hacerse una idea de los tipos de ondas posibles en la solución. Exploraremos estas formas simplificadas de la relación de dispersión para este sistema antes de regresar a la solución de V(y).

Límite no divergente para la ecuación (15):

     (15)′.

La ecuación (15)′ contendrá soluciones de la forma

, dando como resultado      (16)

Sustituyendo (16) en (15)′ y reordenando se obtiene

     (17)

La ecuación (17) es simplemente la relación de dispersión de las ondas de Rossby para un flujo de fondo en reposo; es la misma relación de dispersión que hemos derivado para el flujo en latitudes medias. Esto confirma que las ondas de Rossby ecuatoriales son ondas que conservan la vorticidad potencial.

Límite no rotacional para la ecuación (15):

     (15)′′

y utilizando supuestos (16) se convierte en

o

     (18)

La ecuación (18) es la relación de dispersión para un par de ondas de gravedad externas bidimensionales que se propagan una hacia el este y la otra hacia el oeste.

Podemos ver que el conjunto de ecuaciones de aguas someras apoya las ondas de gravedad (el empuje hidrostático es la fuerza restauradora, de modo que son divergentes y, con este límite, irrotacionales) y las ondas de Rossby (la VP es la fuerza restauradora, no divergente).

Volvamos a la forma general de la ecuación que rige la estructura meridional de estas ondas:

      (15)

Necesitamos soluciones para la ecuación (15) tales que

  como        (19)

La condición de frontera (19) limita la solución de onda de (15) de modo que se disipa con la distancia del ecuador, lo cual asegura que la onda está circunscrita y no se extiende fuera de los límites aceptables para la aproximación del plano β ecuatorial.

Matsuno (1966) demostró que las soluciones de la ecuación (15) solo satisfacen las condiciones de frontera (19) si

,      n  = 0, 1, 2, 3,...      (20),

lo cual asegura que hay un número entero finito de ondas presentes en la dirección meridional.

Dado que la ecuación (20) expresa la relación entre la frecuencia y el número de onda para todas las soluciones de onda posibles en este sistema, se conoce como la relación de dispersión. Volveremos a considerar esta importante ecuación en más de una ocasión.

Multiplicando la forma general de la relación de dispersión [la ecuación (20)] por y reordenando, se obtiene

     (20)′

lo cual demuestra que esta relación de dispersión es cúbica. Por lo tanto, anticipamos (como máximo) tres soluciones únicas para la ecuación (20). Sin embargo, esta relación de dispersión no capta el caso especial de las ondas de Kelvin, de modo que proporcionará otra solución para el conjunto de ecuaciones de ondas de aguas someras.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales

Hemos demostrado que tanto las ondas de gravedad como las ondas de vorticidad (Rossby) existen en las ecuaciones de ondas de aguas someras que estamos utilizando para estudiar las ondas ecuatoriales. A la escala de tales ondas, la rotación terrestre es un factor importante y produce soluciones de ondas de inercia-gravedad, en lugar de ondas de gravedad puras.

Comenzaremos el estudio de cada onda a partir de la forma general de la relación de dispersión que relaciona la frecuencia y el número de onda para todas las soluciones de onda posibles en este sistema. Podemos reordenar la ecuación (20) de la forma siguiente:

,      n = 0, 1, 2, 3,...      (21)

Si nuestras hipótesis respecto de la ecuación (21) son adecuadas para aislar cada tipo de onda, derivaremos la relación de dispersión para ese tipo de onda y la estructura correspondiente.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales »
C1 Identificación de la forma estructural de las ondas atrapadas en el ecuador

Para encontrar la forma estructural de las ondas de Rossby, de inercia-gravedad o mixtas de Rossby-gravedad, es preciso volver a considerar la ecuación (15) del apéndice B, la forma general de la ecuación que rige la estructura de las ondas meridionales:^l

      (15)

Utilizando la ecuación (20), la relación de dispersión, la ecuación (15) produce:

,      n = 0, 1, 2, 3,...      (22)

que es una forma de la ecuación de Schrödinger para un oscilador. Puesto que conocemos la ecuación de Schrödinger (y otros ya se han encargado de resolverla), también sabemos que tiene soluciones de la forma

     (23)

donde H_n es un polinomio de Hermite de orden n.¹⁶⁹

Siguiendo a Matsuno (1966),¹³ normalizamos las ecuaciones mediante la sustitución

     (24)

Recordemos que la longitud de deformación de Rossby es

,

de modo que

.

Ahora podemos simplificar la ecuación (25) para obtener:

      (23)′

La fórmula que permite determinar cualquier polinomio de Hermite directamente es:

      (25)

La ecuación (25) nos permite ver que los dos primeros polinomios de Hermite son H₀(Y) = 1 y H₁(Y) = 2Y. Una forma alternativa de encontrar los polinomios de Hermite (sin recurrir a derivadas) consiste en utilizar H₀ y H₁ y la siguiente relación de recurrencia:

      (25)′

Podemos utilizar la ecuación (25) o bien la (25)′ para deducir todos los polinomios de Hermite de orden superior; por ejemplo, H₂ = 4Y²−2.¹⁶⁹ Por lo tanto, tras la sustitución de Y en la ecuación (24) se obtiene:

si n = 0,

si n ≤1 y

si n = 2.

Observe que el orden n del polinomio de Hermite corresponde al número de nodos (es decir, la cantidad de ceros) asociado con ese polinomio. Esto significa que podemos contar la cantidad de veces que la componente de la velocidad meridional alcanza cero en la dirección norte-sur para encontrar el valor de n a partir de las observaciones.

Las soluciones de V(y) están atrapadas contra el ecuador, ya que estamos en un plano β ecuatorial [ecuación (15)]:

.

Método de solución para la estructura de la onda

Finalizaremos estas descripciones de las estructuras de las ondas específicas a medida que encontremos las relaciones de dispersión correspondientes en las secciones siguientes.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales »
C2 Ondas de Rossby ecuatoriales

La meteorología de latitudes medias nos enseña que las ondas de Rossby también se conocen como ondas planetarias. Por lo tanto, podemos anticipar que dichas ondas serán de frecuencia baja (para evolucionar lentamente, a escalas temporales sinópticas).

El supuesto de frecuencia baja (ω pequeño) en la ecuación (21) nos permite ignorar el término , ya que se vuelve mucho más pequeño que los demás términos. Como resultado, podemos reordenar la ecuación (20) para derivar una aproximación de la variación de la frecuencia de las ondas de Rossby en términos de las variables restantes:

      (26)

La velocidad de fase c es la relación entre la frecuencia de número de onda de la onda:

      (27)

lo cual nos permite ver que la ecuación (23) corresponde únicamente a ondas que se propagan hacia el oeste, porque el denominador es definido y positivo:

      (26)′

Podemos inferir el signo de la velocidad de fase (y, por tanto, la dirección de propagación de la onda) mediante una regla simple: si la frecuencia ω y el número de onda k tienen el mismo signo, la onda se propaga hacia el este; si son de signo contrario, la onda se propaga hacia el oeste (como en este caso).

La estructura espacial de la onda se puede derivar asignando un valor adecuado a n en las ecuaciones (26) y (23)′ y resolviendo para la componente de viento meridional v. Al sustituir este resultado en las ecuaciones de aguas someras se obtiene la forma tanto del viento zonal u como de la perturbación de altura.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales »
C3 Ondas de inercia-gravedad (IG)

      (28)

La regla de dirección de propagación que dedujimos para las ondas de Rossby nos permite ver que la raíz positiva de la ecuación (24) corresponde a ondas de inercia-gravedad que se propagan hacia el este (porque ω y k tienen el mismo signo) y la raíz negativa corresponde a ondas de inercia-gravedad que se propagan hacia el oeste (porque ω y k tienen signos opuestos).

Para valores grandes de k (longitud de onda pequeña) y pequeños de n, la dispersión de estas ondas se acerca a

,

que es la relación de dispersión de las ondas de gravedad puras.

La estructura espacial de la onda en cada dirección de propagación se puede derivar asignando un valor adecuado a n en las ecuaciones (28) y (23)′ y resolviendo para la componente de viento meridional v. Al sustituir este resultado en las ecuaciones de aguas someras se obtiene la forma tanto del viento zonal u, como de la perturbación de altura.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales »
C4 Ondas mixtas de Rossby-gravedad

Para el caso especial de las ondas mixtas de Rossby-gravedad podemos derivar la relación de dispersión estableciendo n = 0 en la ecuación (21):

.

Al derivar la ecuación (15), supusimos implícitamente que

,

ya que de lo contrario uno de los términos debe alcanzar el infinito (porque el coeficiente de V es negativo). Esto significa que para n = 0 no hay ondas de gravedad que se propagan hacia el oeste. Por lo tanto, las raíces permitidas para esta ecuación cúbica (que decaen con la distancia al ecuador) vienen dadas por:

      (29)

La raíz positiva

      (30)

corresponde a una onda de inercia-gravedad que se desplaza hacia el este.

La raíz negativa de la ecuación (25) corresponde a una onda que se asemeja a una onda de inercia-gravedad que se desplaza hacia el oeste para escalas zonales largas (k → 0) y una onda de Rossby para las escalas zonales características de las perturbaciones de escala sinóptica. Como resultado, esta onda n = 0 que se propaga hacia el oeste se conoce como onda mixta de Rossby-gravedad y tiene una relación de dispersión que viene dada por

     (31)

Para derivar la estructura espacial de una onda mixta de Rossby-gravedad que se propaga hacia el oeste suponemos que n = 0 en las ecuaciones (21) y (23)′ y resolvemos para la componente de viento meridional. Al sustituir este resultado en v en las ecuaciones de aguas someras se obtiene la solución tanto para el viento zonal u como para la perturbación de altura.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales »
C5 Ondas de Kelvin atrapadas en el ecuador

     (6)

      (7)

      (8)

Si establecemos v = 0, estas ecuaciones se reducen a

     (6)′

     (7)′

      (8)′

    

y, como antes, esto produce la reducción de las derivadas temporales y meridianas a la forma

  y        (14)′

A partir de la ecuación (8)′

      (8)′′

Sustituyendo esta expresión para u en la ecuación (6)′ y reordenando se obtiene la relación de dispersión siguiente para las ondas de Kelvin atrapadas en el ecuador:

     (32)

La raíz negativa no se conserva, ya que no decae con la distancia del ecuador. Queda claro que la ecuación (28) es la relación de dispersión para una onda de gravedad que se propaga hacia el este sin movimiento meridional en el ecuador.

Si utilizamos la ecuación (28) en las ecuaciones de forma de onda (14)′ y resolvemos para la dependencia de y (variación latitudinal) de las amplitudes, vemos que la amplitud del movimiento zonal varía como

     (33)

Recordando que no hay movimiento norte-sur en las ondas de Kelvin atrapadas en el ecuador, podemos usar la ecuación (29) en (8)′′ para obtener la altura del campo de perturbación (presión) η.

Apéndice C: Movimiento y estructura de las ondas ecuatoriales »
C6 Diagrama de dispersión resumido para las ondas atrapadas en el ecuador

Ahora que comprendemos mejor qué números de onda y frecuencias cabe esperar para cada tipo de onda, podemos explorar otras versiones más detalladas de la figura 4A.1 en las referencias citadas.

Preguntas de repaso

1. Describa la estructura básica de la OMJ.
2. Describa el rol de la OMJ en la variabilidad atmosférica y oceánica de los trópicos.
3. Describa una teoría que postula un posible mecanismo de formación de la OMJ.
4. Describa una onda de Rossby ecuatorial. Debe incluir aspectos tales como longitud y escalas temporales, patrón de altas y bajas presiones, y velocidad de fase.
5. ¿Cuál es el mecanismo restaurador para una onda de Kelvin ecuatorial?
6. ¿Cómo podemos decidir si un paquete de ondas mantendrá el mismo patrón espacial?
7. ¿Cómo se puede identificar una onda mixta de Rossby-gravedad en una secuencia de imágenes satelitales?
8. ¿Cabe esperar que la ondas mixtas de Rossby-gravedad identificada a partir de los datos satelitales se desplace a la velocidad teórica para la onda? ¿Por qué o por qué no?
9. Describa la circulación de Walker. ¿Cómo varía entre las fases cálida y fría de El Niño-Oscilación del Sur?
10. ¿Qué relación existe entre El Niño y la Oscilación del Sur?
11. Explique cómo el ciclo de El Niño-Oscilación del Sur se manifiesta meteorológicamente en Australia, Indonesia y los océanos adyacentes durante el invierno y el verano.
12. Describa la distribución típica de la presión en la superficie, de la temperatura de la superficie del mar y de las anomalías de superficie en el Pacífico ecuatorial durante La Niña.
13. ¿Cómo se ve afectado por El Niño el patrón sinóptico en América del Norte y el Pacífico Norte durante el invierno boreal?
14. Hemos presentado varias teorías de ENOS: describa al menos tres de ellas.
15. Describa las fortalezas y debilidades de los actuales modelos de pronóstico de ENOS.
16. Describa la OCB: ¿en qué niveles de presión es más evidente? ¿Cuál es su período? ¿Qué componente atmosférico podemos utilizar para rastrear el paso de la OCB?
17. Dé un ejemplo de un impacto de la OCB en el tiempo o el clima tropical.
18. Describa las características climáticas que tienden a existir en las regiones tropicales y norte del Pacífico durante las fases cálida y fría de la Oscilación Decenal del Pacífico.
19. Describa al menos un impacto de las fluctuaciones decenales en la variabilidad interanual.
20. Compare y contraste las fases fría y cálida de la oscilación multidecadal del Atlántico en términos de su impacto en la actividad de huracanes en el Atlántico, la precipitación en América del Norte y la precipitación en África occidental.
21. Describa las características de la Oscilación del Atlántico Norte (OAN) y sus posibles impactos en los trópicos.
22. Una teoría ha relacionado un tipo de onda ecuatorial con algunos casos de ciclogénesis tropical. ¿De qué tipo de onda se trata?

Prueba

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Esbozos biográficos

Sir Gilbert Walker

Sir Gilbert Walker aprovechó su formación en matemática aplicada para desvelar algunos de los principales ciclos climáticos de nuestro planeta. Nacido en Inglaterra en 1868, siempre se destacó como excelente estudiante. En 1890 egresó de la Universidad de Cambridge con un diploma en matemáticas cum laude después de haber merecido el codiciado título de senior wrangler, reservado para el estudiante con la nota más alta en los exámenes de matemática de tercer año de carrera. Después de la carrera de posgrado, fue contratado para ocupar el puesto de Director del Departamento Meteorológico de la India, pese a no tener formación alguna en meteorología ni climatología. Su predecesor buscaba a alguien capaz de impartir un enfoque más matemático al cargo. Walker entendió que los conocimientos científicos del momento no permitían penetrar la complejidad de las manifestaciones físicas de la atmósfera, pero decidió buscar la solución de ciertas relaciones aproximadas de gran escala entre la presión y la temperatura mediante la aplicación de conceptos estadísticos y matemáticos. Para lograrlo, asignó a su personal la tarea de realizar cálculos sobre la base de los datos disponibles, casi creando una computadora humana. Este enfoque le permitió descubrir la circulación de Walker y su observación de que oscila en sincronía con el calentamiento de las aguas del Pacífico oriental tropical constituye la base de nuestra concepción moderna del fenómeno de El Niño y la Oscilación del Sur. Walker también fue pionero en el desarrollo de las técnicas de pronóstico estadístico y criterios de relevancia estadística, y acuñó los términos en inglés correspondientes a Oscilación del Sur, Oscilación del Atlántico Norte y Oscilación del Pacífico Norte. En 1934, la Real Sociedad Meteorológica británica premió su trabajo y su servicio con su galardón más prestigioso, la medalla de oro Symons.

Dr. Taroh Matsuno

«Comencé a interesarme por la meteorología en mi penúltimo año de secundaria y ya hace más de medio siglo que trabajo en esta rama de la meteorología y los campos relacionados, como el cambio climático y el medio ambiente mundial. Me da mucha satisfacción haber podido seguir una carrera relacionada con lo que realmente me gusta.»  Taroh Matsuno

En 1957, Matsuno obtuvo el título en Física (Geofísica) en la Universidad de Tokio, donde continuó los estudios de posgrado hasta recibir el doctorado. El profesor Matsuno es renombrado por sus investigaciones sobre la dinámica a gran escala, la dinámica climática y el calentamiento estratosférico.

Su aporte a nuestra comprensión de las ondas tropicales comenzó con un estudio teórico cuya importancia en términos de los adelantos que engendraría posteriormente no se reconoció de inmediato. En dicho artículo, publicado en 1966, realizó el primer análisis completo de las ondas ecuatoriales y documentó los tipos de ondas que existen en los trópicos y se propagan a lo largo del «conducto ecuatorial». Más tarde, los movimientos ondulares que Matsuno predijo teóricamente se descubrieron tanto en la atmósfera como en los océanos. Los recientes avances en el seguimiento y la predicción de las ondas ecuatoriales son muy prometedores en términos de mejorar los pronósticos y las predicciones estacionales para los trópicos, incluidos los pronósticos de ciclogénesis tropical. En 1970, la Sociedad Meteorológica de Japón reconoció y premió el trabajo que Matsuno había realizado en su juventud.

Después de obtener el doctorado, Taroh Matsuno pasó a integrar el cuerpo docente de la Universidad de Kyushu y posteriormente regresó la Universidad de Tokio, esta vez como profesor, y ocupó el cargo de Director del Centro de Investigación de Sistemas Climáticos. En 1994, el profesor Matsuno se trasladó a la Universidad de Hokkaido. Cuatro años más tarde asumió el cargo de Director General del grupo Sistema de Investigaciones Pioneras para el Cambio Global (Frontier Research System for Global Change) y también se desempeñó como Director del Programa de Investigación de Modelado Integrado (Integrated Modeling Research Program).

El trabajo del profesor Matsuno ha sido ampliamente reconocido, y entre otros galardones ha recibido el Premio Fujiwara de la Sociedad Meteorológica de Japón en 1992 y el Premio de la Academia Meteorológica del Japón en 1997. En 1999, recibió la medalla de investigación Carl-Gustaf Rossby de la American Meteorological Society (AMS) y en 2002 fue nombrado miembro honorario de dicha organización.

Dr. Roland A. Madden

El trabajo de Roland Madden en el campo de la meteorología tropical, la previsibilidad a largo plazo y las ondas de gran alcance es muy conocido. Roland Madden se crió en Chicago. Después de terminar los estudios en la Universidad de Loyola, recibió la maestría en Ciencias Geofísicas de la Universidad de Chicago y el doctorado en la Universidad Estatal de Colorado (Colorado State University, CSU). Comenzó su carrera como pronosticador de la Fuerza Aérea de Estados Unidos. En 1967, Madden se incorporó al Centro Nacional de Investigación Atmosférica (National Center for Atmospheric Research, NCAR) como investigador científico, donde aún trabaja en la actualidad.

El estudio innovador de las oscilaciones intraestacionales que Madden realizó con Paul Julian llevó al descubrimiento y la caracterización del fenómeno que hoy se conoce como oscilación de Madden-Julian, una oscilación de 30 a 50 días de duración en los vientos del este y la presión en las regiones ecuatoriales de los océanos Índico y Pacífico occidental. La oscilación de Madden-Julian afecta el tiempo atmosférico en una región que abarca desde África oriental hasta el otro lado del Pacífico y es posible que juegue un rol en el desencadenamiento de los episodios de El Niño.

Además de su trabajo pionero relacionado con la variabilidad tropical intraestacional, Madden colaboró con Ramanathan para tratar de predecir cuándo el calentamiento global causado por el dióxido de carbono y los clorofluorocarbonos (CFC) producidos por el ser humano alcanzaría un nivel suficiente como para detectarse. El estudio que publicaron en 1980 predijo que los efectos serían evidentes para el año 2000. El informe de 2001 por el Grupo Intergubernamental de Expertos sobre el Cambio Climático (Intergovernmental Panel on Climate Change, IPCC) confirmó lo que Ramanathan y Madden habían logrado dos décadas antes: discernir el impacto humano en la temperatura de la superficie terrestre.

Madden recibió el Premio del Editor de la publicación profesional Monthly Weather Review en 1983. En 2002, Madden recibió el Premio Jule G. Charney de la American Meteorological Society (AMS) en reconocimiento de sus «investigaciones pioneras en la predictibilidad atmosférica, las ondas de alcance global y la oscilación intraestacional».

Dr. Paul R. Julian

Paul Julian recibió el doctorado por la Universidad Estatal de Pennsylvania (Pennsylvania State University). Al término de sus estudios, en 1957, Julian se trasladó a Boulder, Colorado (EE.UU.) para trabajar en el Observatorio de Gran Altitud (High Altitude Observatory, HAO) con Walter Orr y Bernard Haurwitz, entre otros. En 1963, Julian se unió al grupo de estudios sinópticos de NCAR, que estaba creciendo rápidamente. Años más tarde, se trasladó al Centro Meteorológico Nacional (National Meteorological Center), los actuales Centros Nacionales de Predicción Ambiental (National Centers for Environmental Prediction, NCEP) de EE.UU. Después de jubilarse, diseñó la red global de observación en altitud de la OMM para estudios climáticos.

Durante el período que estuvo en NCAR, Julian colaboró con Roland Madden para documentar la oscilación de 30 a 50 días de duración que recibiría el nombre de oscilación de Madden-Julian. Los artículos que publicó en 1971 y 1972 son algunos de los estudios más citados en el campo de la meteorología tropical. Paul Julian es miembro honorario de la American Meteorological Society (AMS) por sus aportes a la meteorología tropical y operativa.

Referencias bibliográficas