Les flux d’´energie aux interfaces

Si on fait abstraction de l’advection horizontale dans la couche limite, son ´evolution est

gouvern´ee par les flux d’´energie aux interfaces. A sa limite inf´erieure, la couche limite ´echange

de l’´energie avec la surface. A sa limite sup´erieure, et bien que l’inversion sommitale soit une

barri`ere de stabilit´e, les mouvements turbulents entraˆıne progressivement de l’air de l’atmosph`ere

libre dans la couche limite. Enfin, de l’´energie est ´echang´ee avec la surface et l’atmosph`ere via

le transfert radiatif dans les ondes longues et courtes.

2.1.5.1 Flux de chaleur sensible et latente `a la surface

Les ´echanges d’´energie entre la CLN et la surface sont mat´erialis´es par les flux de

cha-leur sensible et latente. L’intensit´e du flux de chacha-leur sensible d´epend de la diff´erence entre la

temp´erature de l’air situ´e juste au-dessus de la surface et celle de l’oc´ean, tandis que l’intensit´e

du flux de chaleur latente d´epend de la diff´erence d’humidit´e `a cette interface. En outre, ces flux

sont influenc´es par la vitesse du vent `a la surface et par la rugosit´e de la surface. L’apport de

chaleur aura tendance `a r´eduire l’´epaisseur de la couche nuageuse, tandis que l’apport de

va-peur d’eau aura tendance `a la renforcer. Le rapport entre les flux de chaleur sensible et latente

(rapport de Bowen) est donc un ´el´ement d´eterminant pour l’´evolution du syst`eme nuageux.

En g´en´eral, les stratocumulus se forment au-dessus d’une mer qui est de quelques degr´es plus

chaude que l’air situ´e dans la couche de surface. Les flux de surface sont dans ce cas positifs et

constituent autant une source d’enthalpie qu’une source d’´energie latente pour la couche limite.

Un flux positif de chaleur sensible r´echauffe l’air pr`es de la surface, qui, devenant plus l´eger,

commence `a monter. Ce m´ecanisme se traduit par un flux de flottabilit´e positif qui g´en`ere de

l’´energie cin´etique turbulente et entretient la convection. Dans certains cas, quand la temp´erature

de l’air devient sup´erieure `a celle de la mer, le flux de chaleur sensible devient tr`es faible, voir

n´egatif, et il refroidit lentement la couche limite. Le flux de chaleur latente est toujours positif,

alimentant ainsi la couche limite en vapeur d’eau. Si les courants ascendants sont suffisamment

intenses pour atteindre la base du nuage, une partie de cette quantit´e de vapeur provenant de la

surface atteint la saturation et se condense, augmentant ainsi le contenu en eau du nuage (LWC,

l’acronyme anglais pour Liquid Water Content).

condens´ee pr´ecipitante transporte une ´energie latente qui a d´ej`a ´et´e transf´er´ee `a l’enthalpie

au cours de la condensation. C’est pourquoi le flux de pr´ecipitation `a la surface s’exprime

souvent en W/m

2

au lieu de mm/jour. Bien que les stratocumulus soient des nuages faiblement

pr´ecipitants, les ´etudes th´eoriques, ainsi que les observations, montrent que la pr´esence de cette

faible pr´ecipitation influence la structure et l’´evolution diurne de la CLN (Nicholls, 1984;Paluch

et Lenschow, 1991;Van Zanten et al., 2005). Ainsi, bien que le flux de bruine qui atteint la surface

soit en g´en´eral inf´erieur `a 1 mm/jour, il est ´equivalent, en terme d’´energie, `a un flux de chaleur

latente d’environ 30 W/m

²

.

En r´esum´e, le flux de chaleur sensible est un terme source pour l’enthalpie du syst`eme, le

flux de chaleur latente est un terme source pour l’´energie latente et le contenu en eau totale, et

la pr´ecipitation est un terme source pour l’enthalpie et un terme puit pour le contenu en eau

totale.

La campagne ASTEX a d´emontr´e que dans certains cas les flux de surface peuvent jouer un

rˆole important dans la transition stratocumulus-cumulus, menant graduellement vers la

dissi-pation d’une couche de strato-cumulus initialement compacte (De Roode et Duynkerke, 1997).

Lorsque les stratocumulus sont advect´es au-dessus des r´egions o`u la temp´erature de l’oc´ean

est plus ´elev´ee, le r´echauffement de la couche limite par le flux de chaleur sensible devient

consid´erable. Cela contribue `a la diminution du saut de temp´erature potentielle ´equivalente

au sommet de la couche limite. Un taux d’entraˆınement plus ´elev´e au sommet du nuage et le

r´echauffement de la couche limite favorisent dans ce cas la transition de la couche de

stratocu-mulus vers une couche de custratocu-mulus isol´es (Vol 4 de la campagne ASTEX,De Roode et Duynkerke

(1997)).

Des simulations `a r´esolution fine effectu´ees parLewellen et al.(1996) ont ´egalement montr´e

que l’augmentation du flux de chaleur sensible, associ´ee `a une ´el´evation de la temp´erature de la

mer, peut engendrer un d´ecouplage entre la couche de surface et la couche nuageuse, favorisant

ainsi la diminution de la couverture nuageuse.

2.1.5.2 L’entraˆınement au sommet de la couche limite

L’interface entre la couche limite et l’atmosph`ere libre est caract´eris´ee par une transition

brutale de temp´erature et d’humidit´e. La turbulence g´en´er´ee dans cette r´egion par le cisaillement

du vent entre la couche limite et l’atmosph`ere libre, ou bien encore par le flux de flottabilit´e,

est `a l’origine d’un entraˆınement d’air chaud et sec de l’inversion dans la couche limite. L’air

des deux r´egions se m´elange, modifiant ainsi les propri´et´es des deux masses d’air. L’air entraˆın´e

de la couche d’inversion se refroidit et s’humidifie, tandis que l’air nuageux se r´echauffe, ce qui

conduit `a l’´evaporation d’une partie de l’eau condens´ee. Le rapport de m´elange en eau liquide

devient ainsi inf´erieur `a celui d’un nuage adiabatique dans la r´egion voisine `a l’inversion. Du

point de vue ´energ´etique, le processus d’entraˆınement constitue un puits d’eau liquide, et une

source de chaleur pour le syst`eme.

L’effet du m´elange sur l’´etat thermodynamique des deux masses d’air est illustr´e par la ligne

de m´elange sur le diagramme de Betts en θ

_l

et qt (Fig. 2.2). La r´ef´erence nuageuse C (pour

Cloud) est celle d’une cellule convective adiabatique ascendant de la base au sommet de la

couche nuageuse ; la r´ef´erence pour l’environnementF T (pour Free Troposphere) correspond `a

l’air de l’atmosph`ere libre au-dessus de la couche d’inversion. Les variablesθ

_l

etqtse m´elangeant

lin´eairement, les propri´et´es thermodynamiques de l’air m´elang´e se situent sur le segment qui relie

les 2 points de r´ef´erence, la position le long du segment correspondant `a la proportion de l’air

nuageux dans le m´elange. Dans cet exemple, plus la proportion d’air nuageux qui rentre dans

sa composition est importante, plus la particule m´elang´ee est froide et humide.

C

FT

Fig. 2.2: Diagramme des variables conservatives,qt(g/kg) en fonction de θl (K), m´esur´ees au sommet du nuage ´echantillonn´e lors du vol RF03 de la campagne DYCOMS-II (extrait de Burnet et Brenguier (2007)). Les symboles repr´esentent des ´echantillons d’environ 10 m`etres de long : d’air nuageux (points, gri fonc´e), d’air clair (croix, gri clair) ou d’air clair adjacents aux ´echantillons d’air nuageux (carr´es, noir). Les isolignes de temp´erature virtuelle pour le nuage (C) et pour l’environnement (FT) sont ´egalement repr´esent´ees (tirets). Les lignes continue et

pointill´ees indiquent les courbes de saturation correspondant `a la pression moyenne et `a ses

valeurs extrˆemes, respectivement.

On a aussi report´e sur la figure les isolignes de temp´erature virtuelle pour le nuage et pour

l’environnement. Pour les stratocumulus marins, l’air de l’atmosph`ere libre est toujours plus

l´eger que l’air nuageux et les cellules d’air m´elang´e ont donc une flottabilit´e n´egative par

rap-port `a l’atmosph`ere libre quelque soit le taux de m´elange. En revanche, lorsque la flottabilit´e

est mesur´ee par rapport `a l’air nuageux non m´elang´e, elle peut ˆetre positive ou n´egative suivant

le taux de m´elange. Il apparaˆıt donc que le processus d’entraˆınement peut devenir une source

d’´energie cin´etique turbulente lorsque la particule m´elang´ee devient plus lourde que le nuage

pur et qu’elle plonge dans la couche nuageuse. Une boucle de r´etroaction positive peut ainsi

ap-paraˆıtre, au cours de laquelle l’entraˆınement g´en`ere de la turbulence qui renforce l’entraˆınement.

Ce m´ecanisme de feedback positif est connu sous le nom d’instabilit´e par entraˆınement au

sommet du nuage ou de CTEI(l’acronyme anglais pour Cloud Top Entraˆınment Instability)

(Lilly, 1968). Il peut, sous certaines conditions, conduire `a un amincissement rapide du nuage

et mˆeme `a la dissipation de la couche nuageuse, lorsqu’il est suffisamment intense.

La litt´erature propose plusieurs crit`eres pour d´eterminer les conditions dans lesquelles le

nuage est instable par entraˆınement turbulent au sommet. Dans les ´etudes deLilly (1968),

Ran-dal (1980) et Deardorff (1980b), le CTEI ´etait consid´er´e comme une cons´equence du m´elange

turbulent, `a petite ´echelle, de deux fluides de densit´es diff´erentes, dont l’un contient des

goutte-lettes d’eau nuageuse (Moeng et al., 1995). Consid´erant les particules qui restent satur´ees apr`es

m´elange, Lilly (1968) affirmait que l’instabilit´e peut apparaˆıtre si la temp´erature potentielle

´equivalente dans la couche d’inversion est inf´erieure `a celle du nuage. En partant du mˆeme

prin-cipe que Lilly,Randal (1980) etDeardorff (1980a) ont pris en compte l’effet de la pr´esence d’eau

nuageuse et ont d´efini comme instables les situations pour lesquelles

o`u ∆θ

_e

et ∆q

_t

repr´esentent le saut de la temp´erature potentielle ´equivalente et le saut du contenu

en eau totale au niveau de l’inversion et K est une constante ´egale `a 0.23.

Il faut cependant noter que certaines observations ont montr´e la persistance de couches

com-pactes de stratocumulus mˆeme dans des r´egimes consid´er´es comme instables selon le crit`ere de

Randall-Deardorff (Kuo et Schubert, 1988;Stevens et al., 2003a). Dans ces conditions,MacVean

et Mason (1990) ont con¸cu un nouveau crit`ere d’instabilit´e en consid´erant le m´elange de deux

volumes de mˆeme masse, entre deux couches d’´epaisseurs variables, situ´ees de part et d’autre

de l’inversion. Ils prennent en compte la transformation de l’´energie potentielle totale (d´efinie

comme la somme de l’´energie interne et de l’´energie potentielle de pesanteur) en ´energie cin´etique

turbulente, qui se produit dans les deux couches voisines de l’inversion lors de ce processus.

L’in-stabilit´e est provoqu´ee par la production d’´energie cin´etique `a cette ´echelle typique des processus

d’entraˆınement. Dans le cas o`u l’eau liquide se trouve seulement dans la couche inf´erieure (dans

le nuage), la valeur de la constante K est de 0.7. Duynkerke (1993) a introduit un nouveau

pa-ram`etre (δa) dans le calcul du crit`ere d’instabilit´e, qui tient compte de la stabilit´e thermique. Le

calcul duδ

_a

est bas´e sur l’int´egrale de l’exc`es de flottabilit´e d’une particule, calcul´ee entre l’´etat

initial, non-m´elang´e, et l’´etat final, suivant le taux de m´elange avec l’environnement (De Roode

et Duynkerke, 1997).

Des travaux plus r´ecents (Lewellen et Lewellen, 1998, 2002) soutiennent l’id´ee que

l’en-traˆınement turbulent au sommet du nuage n’est pas d´etermin´e par les ph´enom`enes de petite

´echelle au sommet du nuage, mais qu’il est contrˆol´e plutˆot par des mouvements turbulents

d’´echelle comparable `a celle de la couche limite.

L’impact du m´elange sur la distribution dimensionnelle des gouttelettes m´erite aussi d’ˆetre

mentionn´e ici, bien qu’il n’affecte pas directement les propri´et´es thermodynamique des volumes

d’air m´elang´e. Au cours du m´elange avec l’air chaud et sec de l’atmosph`ere libre, le contenu en

eau liquide du nuage est r´eduit et des gouttelettes doivent s’´evaporer. On pourrait penser que

le processus d’´evaporation des gouttelettes, comme le processus de croissance par condensation

dans les colonnes convectives, se produit `a concentration constante. De nombreuses

observa-tions in-situ sugg`erent le contraire. En effet, il apparaˆıt que lorsque le rapport de m´elange en

eau liquide varie au sommet d’un stratocumulus, cette variation est principalement refl´et´ee par

des variations concomitantes de la concentration, tandis que le diam`etre volumique moyen des

gouttelettes varie tr`es peuWarner (1973).Latham et Reed (1977) ont propos´e un sch´ema pour

expliquer ce ph´enom`ene, en consid´erant les valeurs respectives du temps caract´eristique

d’ho-mog´en´eisation d’un volume d’air par la turbulence et le temps caract´eristique d’´evaporation des

gouttelettes soumises `a une sous-saturation.

• Le m´elange doit ˆetre homog`ene lorsque le temps caract´eristique d’homog´en´eisation

turbu-lente est tr`es court par rapport au temps caract´eristique d’´evaporation des gouttelettes.

Lors de ce processus toutes les gouttelettes sont soumises aux mˆemes conditions de

sous-saturation et elles s’´evaporent partiellement jusqu’`a ce que la particule d’air m´elang´e

at-teigne la saturation. Il en r´esulte une diminution de la taille de toutes les gouttelettes `a

concentration constante, apr`es la dilution qui r´esulte du m´elange avec de l’air sec.

• Le m´elange doit ˆetre h´et´erog`ene dans le cas contraire. Certaines gouttelettes sont

compl`ete-ment ´evapor´ees avant que le volume soit homog´en´eis´e, tandis que les autres conservent leur

dimension initiale. Dans ce cas la concentration des gouttelettes est r´eduite plus fortement

que lors du m´elange homog`ene, mais le spectre des gouttelettes n’est pas modifi´e. Ainsi, le

diam`etre volumique moyen reste constant (Pawlowska et al., 2000; Burnet et Brenguier,

2007).

Ce processus n’affecte pas la dynamique du m´elange, mais il peut avoir un impact sur les

propri´et´es radiatives du sommet du nuage (Chosson, 2006) et sur son efficacit´e `a produire des

pr´ecipitations. Dans notre ´etude, ce processus n’a pas ´et´e pris en compte.

2.1.5.3 Le transfert radiatif

La couche limite ´echange de l’´energie avec la surface, l’atmosph`ere et l’espace par

rayon-nement. Sa temp´erature ´etant l´eg`erement inf´erieure `a celle de la surface, elle re¸coit, dans

l’in-frarouge thermique, un rayonnement `a peine plus ´energ´etique que celui qu’elle ´emet vers la

surface. Les particules de nuage sont quasiment opaques aux longueurs d’ondes thermiques, si

bien que ce rayonnement est presque totalement absorb´e par la couche nuageuse. A l’inverse,

l’atmosph`ere libre, en particulier dans les r´egions de subsidence o`u l’humidit´e relative est faible,

est tr`es transparente au rayonnement thermique. Le rayonnement thermique montant ´emis par

le nuage n’est donc pas compens´e. Pendant la journ´ee, la couche limite re¸coit du rayonnement

solaire dans des longueurs d’onde courtes pour lesquelles les particules nuageuses sont moins

absorbantes que dans les ondes longues, mais plus diffusantes (Sec. 2.1.4.2). Une partie de ce

rayonnement est r´efl´echie vers l’espace, une partie est transmise vers la surface, et enfin une

partie est absorb´ee par la couche nuageuse. Le transfert radiatif est donc une source d’enthalpie

pour la couche limite.

Un caract`ere cependant le diff´erencie radicalement des flux de chaleur sensible et latente `a

la surface et de l’entraˆınement sommital. Ces deux derniers processus contribuent en effet aux

´echanges d’´energie localement, `a l’interface inf´erieure pour les flux de surface et au sommet

de la couche limite pour l’entraˆınement. Ces ´energies doivent ensuite ˆetre redistribu´ees par la

turbulence `a travers toute l’´epaisseur de la couche limite. L’absorption ou l’´emission de

rayon-nement, en revanche, se produit directement `a l’int´erieur de la couche limite, o`u elle peuvent

modifier le profil vertical de densit´e et ainsi renforcer ou inhiber la production d’´energie cin´etique

turbulente. Ce point sera plus sp´ecifiquement abord´e dans la section. 2.1.6.2.

Les mesures r´ealis´ees pendant la campagne JASIN et les calculs th´eoriques deNicholls (1984)

illustrent bien l’impact du transfert radiatif (Fig. 2.3a). Comme la vapeur d’eau n’´emet

quasi-ment pas dans l’infrarouge, la partie descendante du flux LW (L↓) ne varie pas significativement

avec l’altitude dans l’atmosph`ere libre. En revanche, ce flux augmente brusquement au niveau du

sommet du nuage, puisque les gouttelettes nuageuses, qui se comportent comme des corps noirs

pour le rayonnement LW, ´emettent du rayonnement infrarouge `a une temp´erature sup´erieure `a

celle de l’espace. Elles ´emettent donc plus de rayonnement qu’elles n’en re¸coivent de l’atmosph`ere

libre. La partie montante du flux LW (L↑) est pratiquement constante dans les r´egions de ciel

clair et elle diminue l´eg`erement dans le nuage. Cette faible diminution dans le nuage est due au

fait que les gouttelettes ´emettent `a une temp´erature l´eg`erement inf´erieure `a celle de la surface

(Fig. 2.3a).

Cette distribution verticale des flux montants et descendants produit une faible

augmenta-tion du flux LW net (L↑ −L↓) avec l’altitude dans l’atmosph`ere libre. Par contre, le flux LW

net pr´esente un saut brusque pr`es du sommet du nuage. Ce saut correspond `a un fort

refroidis-sement radiatif (8 `a 10 K par heure) dans une couche fine, estim´ee `a quelque dizaines de m`etres

(Duynkerke et al., 1995;Nicholls, 1984) (Fig. 2.3b). En outre, la faible variation du flux L↑ `a

la base du nuage provoque un l´eger r´echauffement de l’air situ´e `a la base du nuage. De nuit,

lorsque le refroidissement sommital n’est pas compens´e par le flux solaire, la temp´erature du

sommet du nuage d´ecroˆıt, ce qui favorise la condensation de la vapeur d’eau et la g´en´eration

d’´energie cin´etique turbulente, donc le brassage de l’air nuageux.

La variation avec l’altitude des flux de rayonnement solaire (S ↓etS↑) (Fig. 2.3 a) influence

aussi la structure de la couche limite. Ces flux sont presque constants dans la couche situ´ee

(a)Flux SW et LW. (b)Variation de la temp´erature due au transfert radiatif.

Fig. 2.3: (a) Flux (W/m2

) montants et descendants du rayonnement solaire (`a gauche) et du

rayonne-ment infrarouge (`a droite) en fonction de l’altitude, calcul´es et mesur´es pendant la campagne

JASIN (extrait de Nicholls (1984)). (b) Taux de refroidissement radiatif (K/h) par les ondes longues (pointill´e) et taux de r´echauffement par le rayonnement solaire (trait plein), en

fonc-tion de z/H, o`u z est l’altitude et H est l’´epaisseur du nuage (extrait de Duynkerke et Hignett

(1993)).

entre la surface et le nuage et dans l’atmosph`ere libre. Cependant, ils subissent une variation

progressive `a travers la couche nuageuse `a cause de l’absorption et de la diffusion du rayonnement

d’ondes courtes par les gouttelettes d’eau nuageuse. Le flux solaire transmis (S ↓) diminue du

sommet vers la base du nuage, son extinction ´etant proportionnelle `a l’´epaisseur de la couche

nuageuse travers´ee par le rayonnement. En outre, comme le flux solaire montant (S ↑) repr´esente

la fraction du flux solaire incident diffus´ee par les gouttelettes, sa distribution suivant la verticale

suit celle du S ↓, augmentant de la base vers le sommet du nuage. Il faut toutefois noter

que l’absorption du rayonnement solaire d´epend de la composition chimique des gouttelettes

nuageuses. Ainsi, si les gouttelettes sont form´ees sur des CCN absorbants (par exemple de

particules de carbone suie), l’absorption peut devenir 500 fois plus forte que dans les gouttelettes

d’eau pure (Chylek et al., 1988).

Dans la journ´ee, le gradient vertical du flux radiatif SW net S ↑ −S ↓ induit globalement

un chauffage de la couche nuageuse du mˆeme ordre de grandeur que le refroidissement radiatif

dans les ondes longues. Cependant, il affecte une zone beaucoup plus profonde dans le nuage

(Fig. 2.3b). Cette distribution verticale non-uniforme des deux sources de chaleur a deux

ef-fets importants. Premi`erement, l’intensit´e du refroidissement radiatif au sommet du nuage est

partiellement compens´ee par le r´echauffement associ´e au rayonnement solaire. Cela provoque

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