la troposphère libre sont exposés dans la section5.3.2 et5.4. Les résultats concernant l’impact de ces paramétrisations physiques sur les estimations des flux de méthane seront présentés au chapitre6.
5.2
Les paramétrisations physiques du transport sous-maille
dans LMDz
Dans les précédentes versions de LMDz (Li,1999;Li and Conil,2003;Hourdin et al.,
2006), seules deux échelles spatiales des processus sous-grille étaient paramétrisées dans LMDz :
— une petite échelle relative aux petites fluctuations turbulentes. Les deux schémas utilisés dans les différentes versions de LMDz pour paramétriser cette turbulence de petite échelle sont décrits dans la section5.2.1.
— une échelle en lien avec les mouvements de plus grandes tailles liés à la convec- tion profonde. Les schémas de convection profonde deTiedtke (1989) etEma- nuel(1991) sont successivement décrits dans la section5.2.3.
Bien évidemment, d’autres structures de diverses échelles spatio-temporelles parti- cipent également au mélange turbulent dans l’atmosphère. C’est le cas, par exemple, de panaches ascendants se développant sous l’effet des forces de flottabilité dont l’extension verticale est comparable à la hauteur de la couche limite. Ces structures cohérentes de la couche limite appelées « thermiques » ont un rôle non négligeable sur le transport atmosphérique au sein de la couche limite. Le modèle du thermique, introduit par Hourdin et al. (2002) pour la couche limite sèche et prolongé par Rio
and Hourdin(2008) pour la couche limite humide, est présenté dans la section 5.2.2.
Il permet de représenter une échelle intermédiaire, entre l’échelle des petites fluctua- tions turbulentes et l’échelle de la convection profonde, du mélange atmosphérique, et contribue à un plus grand réalisme dans la représentation du transport.
Le tableau 5.1 résume le détail des paramétrisations physiques utilisées dans les différentes versions de LMDz présentées dans ce manuscrit. LMDz-TD utilise le schéma
de Louis (1979) et de Tiedtke (1989) pour représenter respectivement la diffusion
verticale turbulente et la convection profonde, tandis que ces deux processus sont res- pectivement paramétrisés par le schéma de Louis(1979) et deEmanuel(1991) dans LMDz-SP. LMDz-NP se différencie de LMDz-SP par l’implémentation du modèle du thermique (Rio and Hourdin,2008) et du remplacement du schéma de Louis(1979) par le schéma de Yamada (1983) pour paramétriser la diffusion verticale turbulente. La version de LMDz utilisée dansChevallier et al. (2005), LMDz-19, utilise les mêmes paramétrisations physiques que LMDz-TD.
Concernant la résolution horizontale et verticale, les versions LMDz-TD, LMDz-SP et LMDz-NP ont subi une nette amélioration comparées à LMDz-19. En effet, ces versions utilisent une résolution horizontale de 3.75 ˚ × 1.875 ˚ (96 points en longitude et en latitude), alors que la version LMDz-19 utilise 96 points en longitude et 72 points en latitude (3.75 ˚ × 2.5 ˚ ). De plus, la résolution verticale a été fortement améliorée. LMDz-TD, LMDz-SP et LMDz-NP utilisent 39 niveaux verticaux, qui s’opposent aux 19 niveaux verticaux de LMDz-19, pour représenter l’atmosphère entre la surface et 0.5 hPa.
TABLE 5.1: Configurations des différentes versions de LMDz en détaillant les paramé- trisations physiques et la résolution utilisées.
Diffusion Transport Convection
Résolution
Turbulente non-local Profonde
LMDz-19 Louis(1979) - Tiedtke(1989) 3.75 ˚ × 2.5 ˚ 19 niveaux LMDz-TD Louis(1979) - Tiedtke(1989) 3.75 ˚ × 1.875 ˚ 39 niveaux LMDz-SP Louis(1979) - Emanuel(1991) 3.75 ˚ × 1.875 ˚ 39 niveaux
LMDz-NP Yamada(1983) Rio and Hourdin(2008) Emanuel(1991) 3.75 ˚ × 1.875 ˚
39 niveaux
5.2.1 La turbulence de couche limite
Dans la couche limite atmosphérique, l’effet de la turbulence est nettement plus important sur la verticale que sur l’horizontale. De plus, l’approche classique pour re- présenter la turbulence de couche limite est de faire une analogie avec la diffusion moléculaire, qu’elle domine largement dans l’atmosphère jusqu’à environ 100 km d’al- titude (Jacob,1999). Ainsi, on exprime la composante verticale du flux turbulent d’une quantité transportée proportionnellement au gradient vertical local de la quantité, se- lon l’équation :
ρ w0c0 = −Kz
∂c
∂z (5.4)
Kz est le coefficient d’échange turbulent. w
0
et c0 sont respectivement les fluctua- tions turbulentes de la vitesse verticale et de la concentration de l’espèce transportée. ρ est la masse volumique de l’espèce considérée.
Pour fermer le schéma, il est alors nécessaire d’estimer le coefficient Kz. Dans la
version transport de LMDz utilisée jusqu’à aujourd’hui dans le système inverse PYVAR, le coefficient de proportionnalité Kz dépend du cisaillement vertical de vent et de la
stabilité de l’atmosphère. La formulation complète de ce coefficient peut être trouvée dans la publication deLaval et al.(1981), à partir des travaux deLouis(1979).
Cependant, de la même manière que ce qui a été fait pour l’équation5.2, on peut appliquer la décomposition de Reynolds aux fluctuations turbulentes et obtenir des équations d’évolution de ces variables. Néanmoins, ces équations font apparaître des termes du troisième ordre et il est alors nécessaire de fermer le schéma au niveau de ces termes. Le schéma de Yamada (1983) fait partie de ces schémas proposant des fermetures à des ordres plus élevés. Il est basé sur l’équation d’évolution de l’énergie cinétique turbulente. C’est cette paramétrisation des processus turbulents de petites échelles qui est proposée dans la version LMDz-NP.
5.2.2 Le transport non-local dans la couche limite : le modèle du
thermique
Le développement du modèle du thermique a été motivé pour pallier les déficiences de la diffusion turbulente dans les cas de couches limites convectives. En effet, le trans- port non-local participe fortement au mélange de la couche limite et il est nécessaire de le représenter pour simuler correctement les caractéristiques de la couche limite. Or, l’approche en diffusion turbulente ne permet pas de représenter certains processus
5.2. Les paramétrisations physiques du transport sous-maille dans LMDz
fréquemment observés dans la couche limite. Par exemple, le signe « - » dans l’équation
5.4 impose que le flux vertical turbulent se fasse contre le gradient de concentration du traceur. Or, il n’est pas impossible d’avoir des flux turbulents remontant le long du gradient. Bien qu’il existe des alternatives à ces problèmes (Deardorff,1972), il a été petit à petit proposé d’abandonner l’approche en diffusion turbulente pour permettre la représentation des différentes échelles du mélange turbulent agissant dans la couche limite (Stull,1984;Arakawa and Schubert,1974).
Dans ce contexte, le modèle du thermique décrit par Hourdin et al. (2002) pour la couche limite sèche et par Rio and Hourdin (2008) pour la couche limite humide a été développé. Il utilise une approche en flux de masse, c’est-à-dire que chaque maille du modèle est divisée en, au moins, deux parties : une partie représentant les ascen- dances (flux de masse positif) et une partie représentant l’environnement où la vitesse verticale compensatoire (flux de masse négatif) est plus faible. Le thermique étant vu comme un panache ascendant créé par l’action des forces de flottabilité, le transport d’une quantité de traceur par le modèle du thermique est alors réalisé par la somme du transport ascendant généré par le thermique et du transport subsident ayant lieu dans l’environnement.
La version LMDz-NP propose une combinaison de l’approche locale avec la représen- tation de la turbulence de petite échelle grâce au concept de diffusion turbulente et d’une approche en flux de masse pour représenter le transport non-local dans la couche limite par les thermiques. A contrario, les versions LMDz-TD et LMDz-SP n’utilisent pas de paramétrisations du transport non-local dans la couche limite.
5.2.3 La convection profonde
La convection profonde est un phénomène atmosphérique jouant un rôle fonda- mental sur la redistribution verticale dans la troposphère de chaleur, d’humidité et de gaz stockés dans les basses couches par des mouvements ascendants de grandes tailles. En effet, le terme « convection profonde » est utilisé lorsqu’on observe des termes convectifs sur l’ensemble de l’épaisseur de la troposphère. De nombreux schémas para- métrisant la convection profonde sont disponibles dans les modèles de chimie-climat, chacun ayant ses propres caractéristiques (Mahowald et al.,1995).
Au cours de ce travail, deux schémas de convection profonde (le schéma de Tiedtke
(1989) et le schéma d’Emanuel (1991)) sont utilisés. Ces schémas reposent sur une approche en flux de masse, comme on l’a vu pour le modèle du thermique, pour représenter les courants convectifs ascendants et descendants, aussi bien que les mou- vements compensatoires dans l’air environnant.
5.2.3.1 Le schéma de Tiedtke (1989)
Dans le schéma de Tiedtke (1989), on ne considère qu’un seul nuage convectif représenté par un seul courant ascendant moyen saturé. L’entraînement et le détraî- nement ont lieu à tous les niveaux entre le niveau de convection libre et le niveau où la flottabilité est nulle. Ce schéma représente également un courant subsidant saturé à flottabilité négative qui redescend jusqu’à la base du nuage.
Le schéma de Tiedtke (1989) est utilisé dans de nombreux modèles de chimie-climat avec, généralement, des adaptations apportées au schéma originel. Ici, seul LMDz-TD utilise le schéma deTiedtke(1989) pour représenter la convection profonde.
5.2.3.2 Le schéma de Emanuel (1991)
La vision pour représenter la convection profonde dans le schéma de Emanuel
(1991) est très différente de celle déployée dans le schéma deTiedtke(1989). En effet, des courants adiabatiques ascendants provenant des premières couches de l’atmosphère et se terminant à leur niveau de flottabilité neutre sont mélangés à chaque niveau avec de l’air de l’environnement. Ainsi, ces mélanges constituent un mélange uniforme de différentes flottabilités. Ces différents mélanges se déplacent vers le haut ou vers le bas (suivant leurs flottabilités respectives) et sont détraînés dans l’environnement lorsqu’ils atteignent leur nouveau niveau de flottabilité neutre. Ce schéma fait donc partie des schémas appelés « episodic mixing and buoyancy sorting scheme » (EMBS).
Contrairement au schéma deTiedtke (1989) où il y a une seule ascendance mixte, il existe une ascendance adiabatique inviscide et plusieurs ascendances diluées nourries par l’entraînement dans le schéma de Emanuel (1991). De plus, le détraînement et l’entraînement ont lieu à tous les niveaux.
Le schéma deEmanuel(1991) est utilisé dans les versions LMDz-SP et LMDz-NP avec quelques adaptations (Grandpeix et al.,2004;Grandpeix and Lafore,2010) comparées à la paramétrisation de référence.
5.2.4 Mise à jour du transport des traceurs dans LMDz
Les procédures traitant du transport de traceurs dans LMDz par le schéma de
Emanuel (1991) et le modèle du thermique n’étaient pas mises à jour au début de
ce travail. En effet, comme il a été vu sur la figure3.2, le transport des traceurs dans LMDz est réalisé avec une version débranchée du modèle qui requiert que les variables dynamiques et physiques soient correctement transmises à cette partie du modèle. Les liens existant entre la partie « dynamique », « physique » et « transport » de LMDz ont donc été mis à jour et quelques ajustements ont également été nécessaires pour per- mettre le transport de gaz traces dans LMDz. A partir de ce travail, les caractéristiques des différentes paramétrisations physiques pour la modélisation du transport de gaz traces dans l’atmosphère ont ainsi pu être étudiées et évaluées, et sont exposées dans la publication présentée dans les sections suivantes.