La m´ esosph` ere : drags et circulation r´ esiduelle

IV.5.4.1 Drags

Nous analysons l’impact de la param´etrisation dans la haute stratosph`ere et la m´esosph`ere, l`a o`u l’effet semble le plus net, en comparant les tendances de vent (que nous appellerons aussi parfois drags) induites par la param´etrisation wms `a celles cr´e´ees par le terme de relaxation lin´eaire, dont la figure IV.22 pr´esente les coupes m´eridiennes des moyennes zonales pour les mois de janvier et de juillet.

Dans le cas de la friction de Rayleigh, les drags sont concentr´es dans les plus hautes couches d´ecrites par le mod`ele. Dans la haute m´esosph`ere, elles sont g´en´eralement plus fortes que celles obtenues avec la param´etrisation wms. Pour le mois de janvier, les acc´el´erations induites par la param´etrisation des ondes de gravit´e non orographiques atteignent +25 m.s−1.jr−1 pour l’´et´e (figure (c)) et -15 m.s−1.jr−1 pour l’hiver. Pour le mois de juillet (figure (d)), ces tendances atteignent +25 m.s−1.jr−1 pour l’´et´e et pr`es de -35 m.s−1.jr−1. Ces valeurs sont conformes `a celles obtenues avec les tests unidimensionnels (figure IV.9) et sont ainsi coh´erentes avec les valeurs estim´ees par Marks (1989).

∂

u (m.s

.jr

)

(a) Friction lin´eaire (Janvier) (b) Friction lin´eaire (Juillet)

(c) WMS drag (Janvier) (d) WMS drag (Juillet)

Fig. IV.22. Coupes latitude-pression de la climatologie pour les mois de janvier et juillet de la moyenne zonale de la tendance de vent (m.s−1.jr−1) induite par le terme de friction lin´eaire -(a) et (b)- et par la param´etrisation des ondes de gravit´e non orographiques -(c) et (d)-. Les tendances po- sitives (n´egatives) sont repr´esent´ees par des couleurs chaudes (froides). Les contours repr´esent´es sont {−50, −30, −20, −15, −10, −5, −1, +1, +5, +10, +15, +20, +30, +50 m.s−1_.jr−1_}.

Plusieurs remarques s’imposent. Tout d’abord, l’intensit´e de ces tendances de vent zonal paraˆıt peu affect´ee par la structure des jets dans la stratosph`ere, comme le r´ev`ele une exp´erience de sensibilit´e avec un drag orographique plus fort. La structure verticale des drags induits

par la param´etrisation wms semble au contraire d´ependante de la structure des vents dans la m´esosph`ere. Une exp´erience de sensibilit´e avec une quantit´e d’ozone r´eduite dans les hautes couches, dont a vu qu’elle permettait la fermeture des jets, a pour effet de localiser le maximum du drag plus bas (dans la moyenne m´esosph`ere, autour de 0.1 hPa, ce qui semble plus r´ealiste). On peut ´egalement penser que la r´esolution verticale plutˆot grossi`ere dans la m´esosph`ere (figure

IV.13 (b)) joue un rˆole dans les r´esultats pr´esent´es ici. De la mˆeme mani`ere, cette param´etrisation est probablement sensible `a la d´efinition du toit du mod`ele. Cela est dˆu au fait, qu’afin de conser- ver la quantit´e de mouvement introduite et de ne pas cr´eer des effets impond´erables (Shepherd et Shaw, 2004), la totalit´e de la quantit´e de mouvement restante est d´epos´ee dans la derni`ere couche du mod`ele.

(a) Friction lin´eaire (0.1 hPa) (b) Friction lin´eaire (0.01 hPa)

(c) GW Drag orog. (0.1 hPa) (d) GW Drag orog. (0.01 hPa)

(e) GW Drag non orog. (0.1 hPa) (f) GW Drag non orog. (0.01 hPa)

Fig. IV.23. Coupes temps-latitude, pour trois ann´ees cons´ecutives, `a 0.1 hPa (gauche) et 0.01 hPa (droite), de la moyenne zonale de la tendance de vent (m.s−1.jr−1) induite par le terme de friction lin´eaire -(a) et (b)-, par la param´etrisation des ondes de gravit´e orographiques -(c) et (d)-, et par celles des ondes de gravit´e non orographiques -(e) et (f )-. Le vent zonal est repr´esent´e par des contours (intervalle : 30 m.s−1).

L’´evolution du cycle annuel `a 0.01 hPa et 0.1 hPa de ces tendances de vent est reproduite sur la figure IV.23. Comme sugg´er´e par la figure pr´ec´edente, il apparaˆıt ainsi que les tendances de vent induites par la friction de Rayleigh sont en valeurs absolues plus fortes dans la haute m´esosph`ere et plus faibles dans la basse et moyenne m´esosph`ere, quelle que soit la saison. Enfin,

on note que le drag induit par la param´etrisation des ondes de gravit´e orographiques atteint en certaines r´egions tr`es localis´ees (45N en hiver bor´eal et 70S en hiver austral) des valeurs comparables `a celles de la param´etrisation wms.

IV.5.4.2 La circulation r´esiduelle

Examinons d´esormais l’effet de cette modification des drags sur la circulation m´eridienne, qui joue un rˆole pr´epond´erant dans la d´etermination des distributions spatio-temporelles des constituants atmosph´eriques. Comme la circulation traditionnelle dans le plan m´eridien (v, w) repr´esente mal le transport des esp`eces-trace, il est d’usage de se placer dans le cadre du for- malisme dit tem (Transformed Eulerian Mean), d´ecrit par Andrews et al. (1987). La vitesse m´eridienne r´esiduelle, not´ee v∗, est d´eduite de la vitesse m´eridienne moyenne par la formule

v∗ = v− ρ−1₀  ρ0 vθ θz  z (IV.48) o`u x et xd´esignent respectivement la moyenne zonale et l’´ecart `a cette moyenne zonale de x, o`u z est la coordonn´ee log-pression, ρ0 le profil vertical de densit´e standard et θ est la temp´erature

potentielle. De la mˆeme mani`ere, on d´efinit la vitesse verticale r´esiduelle w∗ w∗ = w + 1 a cos φ  cos φvθ θz  φ (IV.49) o`u a est le rayon de la Terre et φ la latitude du point consid´er´e. La circulation m´eridienne r´esiduelle peut alors ˆetre repr´esent´ee par une fonction de courant massique

∂Ψ∗ ∂z =−ρ0cos φv ∗ _(IV.50a) ∂Ψ∗ ∂φ = ρ0a cos φw ∗ _(IV.50b)

L’int´egration de l’´equation IV.50a en imposant la condition Ψ∗ = 0 au sommet du mod`ele per- met ainsi de calculer la circulation m´eridienne r´esiduelle. Les r´esultats obtenus pour la r´eanalyse era40 (jusqu’`a 1 hPa), pour le mod`ele avec ou sans param´etrisation des ondes de gravit´e non orographiques sont repr´esent´es sur la figure IV.24 pour les solstices et sur la figure IV.25 pour les ´equinoxes. Les contours positifs (noirs) repr´esentent une circulation dans le sens horaire.

Quelle que soit la configuration utilis´ee (avec ou sans param´etrisation des ondes de gra- vit´e non orographiques), le mod`ele arpege-Climat reproduit correctement la circulation de Brewer-Dobson, avec des cellules d’hiver plus prononc´ees que celles d’´et´e. L’effet sur ces cellules stratosph´eriques semble tr`es limit´e. D’autres diagnostics de la circulation de Brewer-Dobson pr´esent´es ult´erieurement confirment en effet que l’impact de la param´etrisation wms semble plutˆot faible.

Dans la m´esosph`ere, en revanche, le mod`ele est particuli`erement sensible `a la param´etrisation wms, avec une intensification et une augmentation de l’extension latitudinale de la circulation moyenne dans la basse m´esosph`ere (regarder les lignes de courant `a 2 et 5 kg/m/s par exemple). Il est difficile de dire si cet effet est r´ealiste puisque la comparaison avec la r´eanalyse era40 au-dessus de 10 hPa est hasardeuse dans la mesure o`u les niveaux proches de 1 hPa ´etant par construction peu significatifs (tout du moins sous-estim´es, la fonction de courant vaut 0 `a 1 hPa).

Aux ´equinoxes (figure IV.25), le mod`ele reproduit correctement les deux cellules dans la stra- tosph`ere, la branche ascendante au mois d’avril semble toutefois d´ecal´ee vers le sud par rapport

era40 ref-l91 wms-l91 (a) Ψ∗(JAN) (b) Ψ∗(JAN) (c) Ψ∗(JAN)

(d) Ψ∗(JUL) (e) Ψ∗(JUL) (f) Ψ∗(JUL)

Fig. IV.24.Coupes latitude-pression de la circulation m´eridienne r´esiduelle moyenne (kg.m−1.s−1) pour les mois de janvier (haut) et de juillet (bas), pour la r´eanalyse era40 -(a) et (d)- et les simulation ref- l91-(b) et (e)- et wms-l91 -(c) et (f )-.

`

a era40. Dans la m´esosph`ere, la circulation simul´ee par le mod`ele incluant la param´etrisation des ondes de gravit´e semble ´egalement plus forte. Des effets notables sont notamment observ´es dans les hautes latitudes.

Ainsi, la circulation m´eridienne dans la m´esosph`ere semble modifi´ee par la param´etrisation des ondes de gravit´e, tandis que la circulation de Brewer-Dobson semble particuli`erement robuste `

a la param´etrisation test´ee.

Le principe `a l’origine de cette modification est g´en´eralement connu sous le nom de downward control (Haynes et al., 1991). Dans le formalisme tem, sous certaines hypoth`eses, la vitesse verticale r´esiduelle peut s’´ecrire sous la forme

w∗(φ, z) = 1 ρ0(z)a cos φ ∂ ∂φ  1 f _∞ z ρ0(z)Gu(φ, z) cos φdz