La variabilit´e spatiale et/ou saisonni`ere de la poussi`ere peut apporter de fortes modifications sur la structure des nuages form´es. Dans cette partie, nous nous int´eressons `a l’impact de la distribution en taille des poussi`eres, dont le rˆole de noyau de condensation est suffisamment important pour qu’on s’y attarde. Caract´eriser une distribution en taille n´ecessite un nombre important de param`etres. Rayon moyen, ´ecart-type et forme de la distribution (log-normale, gamma-modifi´ee) ; le champ d’investigations semble trop vaste pour ˆetre explor´e. En se limitant aux observations disponibles, nous simplifions la d´emarche tout en nous appuyant sur des diff´erences constat´ees du type de poussi`ere.
Pour ce faire, nous utiliserons deux types de poussi`ere suppl´ementaires `a celle de Toon et al. [1977] pour effectuer deux nouvelles simulations :
– la distribution en taille de Pollack et al. [1995] - caract´eris´ee par une fonction log-normale de rayon effectif ref f=1.85 µm et de variance effective νef f= 0.5. Mod`ele de poussi`ere d´eriv´e des images prises par un
atterrisseur Viking ;
– la distribution en taille de Clancy et al. [1995] - caract´eris´ee par une fonction gamma-modifi´ee de rayon effectif ref f=1.8 µm et de variance effective νef f=0.8. Mod`ele de poussi`ere issu d’un compromis entre
des donn´ees infrarouges (spectres IRIS de Mariner 9 ) et le rapport d’opacit´e visible/infrarouge de la poussi`ere (obtenu par les mesures des atterrisseurs et des orbiteurs Viking).
Ces deux distributions sont `a comparer avec celle de Toon et al. [1977] que nous avons utilis´ee pour le run r´ef´e- rence ; c’est-`a-dire une fonction gamma-modifi´ee de rayon effectif ref f=2.5 µm et de variance effective νef f=0.4
(d´eriv´ee des spectres IRIS de Mariner 9 ). Une comparaison des trois spectres en taille est donn´ee dans la Figure 3.15. Le mod`ele de Clancy et al. [1995] semble en marge des deux autres par sa forte contribution en poussi`eres tr`es fines. A titre d’indication, le rayon modal de cette distribution est 30 fois `a 40 fois plus petit que celui du
Figure 3.16 : Sorties `a 8 h (au moment du pic d’opacit´e). A gauche : Profils verticaux du nombre de cristaux de glace pour les trois types de poussi`ere. A droite : Profils verticaux du rayon moyen des cristaux.
3. SENSIBILIT ´E DU MOD `ELE
mod`ele de Toon et al. [1977] et de Pollack et al. [1995]. Dor´enavant, nous emploierons les abr´eviations D1 pour le mod`ele de Toon et al. [1977], D2 pour le mod`ele de Pollack et al. [1995] et enfin D3 pour le mod`ele de Clancy et al. [1995].
La quantit´e initiale de poussi`eres dans la colonne est ajust´ee par le biais de son ´epaisseur optique totale τd
`a 0.67 µm. Les trois simulations sont initialis´ees avec τd=0.3 (comme dans le run r´ef´erence). Toutefois, pour
que ces trois types de poussi`ere g´en`erent une opacit´e identique, il faut 2.8 fois plus de particules pour D2 par rapport `a D1 et sept fois plus pour D3. Si les propri´et´es optiques de ces deux distributions sont l´eg`erement diff´erentes, leurs diff´erences de propri´et´es microphysiques sont encore plus marqu´ees. Un premier ´el´ement de comparaison apparaˆıt `a la lecture de la Figure 3.15. La variation d’opacit´e du nuage induite par l’utilisation de l’une ou l’autre de ces distributions est notable. Ces diff´erences d’opacit´e sont `a mettre sur le compte des ´ecarts initiaux du nombre de noyaux en suspension et donc de cristaux form´es. En effet,N =12 600 cm−2 pour
D1, 2.4 fois plus pour D2 et 8.5 fois plus pour D3 (rappelons que pour M identique, τ ∝ N1/3). En premi`ere
approximation, le rapport du nombre de poussi`eres initial entre les diff´erents mod`eles se reporte directement sur le nombre de cristaux form´es.
D’autre part, la structure verticale du nuage change selon les mod`eles (cd. Figure 3.16). L’accroissement du nombre de cristaux lorsque l’on passe de D1 `a D2 et `a D3 s’accompagne d’une r´eduction importante de leur rayon moyen. En cons´equence, le nuage est moins apte `a s´edimenter. Cette caract´eristique se retrouve sur la Figure 3.16 qui indique une translation vers le haut du pic de cristaux pour D2 et D3 par rapport `a D1. En terme de transfert radiatif, ce ph´enom`ene a son importance. Nous avons report´e sur la Figure 3.17 les profils d’extinction `a 12 µm des diff´erents nuages. Puisque dans notre configuration, le nuage ne persiste pas en journ´ee, il est plus pertinent de s’int´eresser au transfert radiatif dans l’infrarouge dans une bande spectrale majeure d’absorption/´emission de la glace d’eau . Le pic d’extinction du nuage donn´e par D3 est sur´elev´e de 5 km par rapport `a D1. La temp´erature d’´emission entre ces deux pics diff`ere alors de 5 K. Le flux ´emis serait donc inf´erieur de 10% dans le cas de D3 et pourrait intensifier l’effet de serre. Un couplage avec un mod`ele de transfert radiatif serait n´ecessaire pour obtenir une information plus pr´ecise sur les impacts radiatifs de ces nuages. Cette approche simplifi´ee du probl`eme permet pourtant de cerner un effet climatique indirect qu’entraˆıne le type de distribution envisag´e. Un autre point concerne la capacit´e du nuage `a moduler le confinement de la poussi`ere. Selon l’altitude o`u se forme le nuage et donc selon le mod`ele de poussi`ere, ce confinement peut varier. Dans la mesure o`u la poussi`ere est un ´el´ement essentiel du chauffage atmosph´erique par sa capacit´e `a absorber le flux solaire, toute modification de sa distribution verticale affecte directement le profil thermique.
Les cons´equences sur la distribution verticale de l’eau sont beaucoup plus prononc´ees que dans le cadre de l’´etude de sensibilit´e `a la nucl´eation (cf. le graphe gauche de la Figure 3.17). On peut observer un confinement de vapeur d’eau tr`es faiblement amplifi´e par l’emploi des distributions D2 et D3. Ce constat semble confirmer l’analyse pr´ec´edente bas´ee sur la variable C↓ et sa d´ependance au rayon moyen r des cristaux `a la base du
nuage. Les nuages g´en´er´es par D2 et D3 sont moins sensibles `a la s´edimentation au-dessus de 25 km o`u les tailles de cristaux sont plus faibles que pour D1, ce point a ´et´e ´eclairci pr´ec´edemment. Cela explique leur plus faible capacit´e `a se propager vers l’hygropause et par cons´equent les valeurs de r sup´erieures `a celles obtenues entre 20 et 25 km par D1 (voir la Figure 3.16).
Au nombre d´ej`a important d’inconnues vient s’ajouter ce que l’on peut consid´erer comme une incertitude sur les distributions en taille de poussi`eres. Le nuage s’av`ere pourtant y ˆetre aussi sensible qu’`a l’incertitude sur le coefficient de mouillabilit´e. Ce constat fait l’objet d’une analyse plus pouss´ee dans le Chapitre 4. Il serait assez peu probable de rencontrer une poussi`ere universelle dans l’atmosph`ere de Mars, avec des propri´et´es invariantes dans le temps et dans l’espace. Lors de la derni`ere conf´erence du Division for Planetary Sciences (novembre 2001), Wolff et al. ont pr´esent´e les mesures de sondage atmosph´erique par le spectrom`etre TES. Leurs conclusions insistent sur la variabilit´e saisonni`ere et g´eographique significative des grandeurs optiques de la poussi`ere, et qui en toute probabilit´e t´emoigne d’une variabilit´e de la distribution en taille.
Figure 3.17 : A gauche : Profils verticaux d’extinction (`a λ=12 µm) des nuages pour les trois types de poussi`ere. Sorties `a 8 h. A droite : Profils de vapeur d’eau relatifs (mˆeme pr´esentation que sur la Figure 3.14, la r´ef´erence ´etant la simulation avec D1). Sorties `a minuit (avant le d´emarrage de la condensation).