Evaluation des vitesses verticales en fonction des flux de flottabilité turbulents

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Les eaux profondes (DW)

Les eaux profondes du Gyre du Groenland (visibles sur le diagramme θ-S fig. 1.6) sont observées en dessous de σ0.5 = 30.444 (on extrapole ici la limite établie par Frie-drich et al., 1995, pour la region au sud du Détroit de Fram). Elles sont constituées de l’Eau Profonde de la Mer du Groenland (GSDW) en dessous de −1.1◦C, 34.9 psu, et de l’eau profonde sup´erieure (uDW) allant jusqu’`a −0.8◦C, et avec des salinités comprises entre 34.89 et 34.91 psu. Cette d´efinition est incluse dans le domaine d´écrit par Carmack et Aagaard (1973) et Swift et Aagaard (1981), mais restreinte par l’existence d’un maximum de température profond a` environ −0.8◦C, 34.90 psu qui représente une couche d’eau comprise entre 1 et 1.5 km de profondeur.

Analyse temporelle et spatiale de la stratification

Les diff´erentes ´etudes unidimensionnelles men´ees sur l’approfondissement de la couche de m´elange montrent que les processus de m´elange impliqu´es dans la convec- tion profonde sont tr`es sensibles aux variations verticales de la densit´ potentielle et aux flux de flottabilit´e en surface (induits par le for¸cage atmosph´erique). Lors des p´eriodes de calme relatif en surface, la couche m´elang´ee tend a` se restratifier l´eg`erement et son approfondissement, a` l’occasion de nouvelles pertes de flottabilit´e en surface, succ`ede a` une phase de r´e-homog´en´eisation du profil vertical qui prend plus ou moins de temps et d’´energie selon la date du dernier for¸cage et l’´epaisseur de la couche m´elang´ee. Lorsque celle-ci est peu profonde (jusqu’`a 200 m environ, en automne et d´ebut d’hiver), la r´e-homog´en´eisation est relativement rapide, et l’ap-profondissement de la couche m´elang´ee peut ˆetre estim´ee a` partir du flux de chaleur moyen en surface. Cette ´etape constitue la premi`ere phase du pr´econditionnement du bassin. Quand la couche m´elang´ee devient relativement profonde (phase finale du pr´econditionnement, vers f´evrier), son approfondissement devient alors plus sen-sible a` l’intensit´ du for¸cage engengr´ par des tempˆetes occasionnelles qu’aux flux moyens. C’est pourquoi, a` cette ´epoque de l’ann´ee, l’analyse de l’´etat de stratifica-tion du bassin juste avant un for¸cage majeur est tr`es importante pour comprendre les cons´equences de ce for¸cage.

Evolution temporelle de la stratification

Les profils hydrologiques collect´es au centre du gyre (autour de 75◦N) par le Valdivia en mai 1993 et en f´evrier et mars 1994 ont et´ regroup´es en fonction de leur date relativement aux ev´enements convectifs. Comme nous le verrons plus en d´etail au chapitre 3, ces ev´enements sont particuli`erement bien mis en ´evidence par les mesures de vitesses verticales, et ils sont observ´es en 1994 `a l’occasion du for¸cage majeur de mi-mars. On distingue quatre p´eriodes : le pr´econditionnement tardif (12 profils fin f´evrier et d´ebut mars 1994), la convection (14 profils mi mars 1994), la post-convection (6 stations fin mars 1994) et la restratification (10 stations fin mai 1993), illustr´ees fig. 1.9 par les profils de densit´ potentielle. On retrouve les 3 phases de la convection d´ej`a d´efinies par le groupe MEDOC (1970) : « preconditioning », « mixing » et « spreading », compl´et´ees par la p´eriode imm´ediatement apr`es la convection constitu´ee des 2 jours qui suivent la plus forte tempˆete de mars 1994.
La nature des mesures que nous avons effectu´ees (s´eries temporelles de vitesses verticales) nous a conduit a` pr´ef´erer l’analyse de la stratification par le calcul de la p´eriode de Br¨unt-V¨ais¨al¨ Tbv d´efinie par Tbv = 2π (1.1) N avec s N = − g δρθ (1.2)
o`u N est la fr´equence de Br¨unt-V¨ais¨al¨. Les p´eriodes Tbv sup´erieures a` 12 heures correspondent a` un gradient de densit´ critique en de¸ca duquel les forces de rappel de flottabilit´e li´ees a` la stratification deviennent tr`es faibles et le fluide peut ˆetre consid´er´ comme homog`ene en bonne approximation. C’est une des raisons pour lesquelles les p´eriodes sup´erieures a` 12h sont ´ecrˆet´ees avant lissage sur les profils verticaux de Tbv. Nous verrons d’autres arguments concernant ce choix de la p´eriode critique dans l’analyse des ondes inertio-gravitationnelles.
La profondeur atteinte par la couche de m´elange apr`es la convection en 1994 va-rie entre 400 et 800 m. Mi mars (fig. 1.9b), la profondeur de la couche de m´elange est remarquablement uniforme, car les stations sont regroup´ees dans un carr´e de 20 km de cˆot´e autour de 75◦N 2◦W30’. Cette homog´en´eit´ horizontale n’est pas observ´ee a` l’´echelle de 150 km, comme on le constate sur les figures 1.9a&c dont les stations sont r´eparties tous les 30 km le long de 75◦N. Cette remarque nous amenera plus tard a` une analyse spatiale de la stratification. Apr`es la convection, les valeurs des densit´es sont comparables mais la stratification est tr`es chaotique, comme le montrent les fortes disparit´es des p´eriodes de Br¨unt-V¨ais¨al¨ qui soulignent la pr´edominance des effets tridimensionnels pendant la phase d’´etalement et de restratification qui suit la convection (Visbeck et al., 1995, Morawitz et al., 1996). Deux mois apr`es la convec-tion, le bassin a une stratification et une densit´ un peu plus uniformes (fig. 1.9d), d´ej`a tr`es semblables sous 400 m a` celles de la phase de pr´econditionnement de l’hiver suivant (fig. 1.9a).

R´esultats d’un mod`ele TKE 1D

Nous avons analys´e le m´elange uni-dimensionnel conform´ement a` un mod`ele de la couche de m´elange a` fermeture turbulente globale (« bulk turbulence-closure ») d´evelopp´ par R. Stone a` la Naval Postgraduate School (Monterey, Californie) et fond´e sur le bilan d’´energie cin´etique turbulente (TKE). Par la formulation explicite de la composante verticale de la TKE et de la redistribution de la pression, par la prise en compte des non-lin´earit´es de l’´equation d’´etat (effet thermobarique) et l’inclusion de la composante horizontale de la rotation terrestre, ce mod`ele est par-ticuli`erement adapt´e a` l’´etude du m´elange tr`es profond (Garwood, 1977 ; Garwood, 1991 ; Stone, 1997).
On constate fig. 1.11 que le mod`ele unidimensionnel est capable de reproduire l’enfoncement de la couche de m´elange a` 600 m tel qu’observ´ sur la station 65. Dans le cas de la paire 8/68, on obtient ´egalement de bons r´esultats, a` condition d’augmenter l’entraˆınement a` la base de la couche de m´elange de 30%. Ce r´esultat, un peu troublant, sugg`ere que la dynamique unidimensionnelle est susceptible de donner de bons r´esultats en un point, mais que son utilisation est d´elicate car tr`es sensible aux valeurs des param`etres choisis (Arata, 1994). L’impossibilit´e de trouver un jeu de param`etres commun pour les 2 paires de profils indique qu’il y a peut-ˆetre eu advection barotrope du profil initial conform´ement a` la circulation a` grande ´echelle, et influence des inhomog´en´eit´es horizontales de stratification (fig. 1.9a).

Caract´erisation de la m´eso-´echelle

Lors du premier chapitre, nous avons d´efini les masses d’eau observ´ees dans le Bassin du Groenland. Nous avons ´egalement vu (fig. 1.8 et 1.12) que leur r´epartition au sein des 1000 premiers m`etres cr´ee des h´et´erog´en´eit´es horizontales de temp´erature, de salinit´e et de stratification a` des ´echelles comprises entre 20 et 100 km, que nous qualifierons de m´eso-´echelle. Des structures a` cette ´echelle sont d´etect´ees non seulement avant et apr`es la phase de m´elange de mars 1994, mais ´egalement en avril 1993 (fig. 2.11a) et en juillet 1994 (G. Bud´eus, communication personnelle). Les ´etudes effectu´ees auparavant dans les autres bassins de convection montrent que les chemin´ees, d’´echelle comparable, sont des el´ements centraux du pr´econditionnement de la convection profonde (Gascard, 1991). C’est pourquoi nous chercherons ici a` mieux caract´eriser ces structures, en s’attachant particuli`erement a` la formation et l’´evolution de l’une d’entre elles (d´enomm´ee A) en raison de la grande profondeur de la couche m´elang´ee atteinte en son sein et des nombreuses informations fournies par l’ensemble des donn´ees a` son  sujet.

L’exp´erience « flotteurs d´erivants »

Quinze flotteurs SOFARGOS VCM (6 en 1993 et 9 en 1994), lˆach´es en hiver dans le Bassin du Groenland pour observer et ´etudier la convection profonde, ont d´eriv´ dans le bassin pendant des dur´ees de 60 et 100 jours en 1993 et 1994 respectivement. Les trajectoires de 7 flotteurs en 1994 sont illustr´ees figure 1.1. On constate que de f´evrier a` juin 1994, les trajectoires de certains flotteurs indiquent quelques traits principaux de la circulation cyclonique du bassin d´ecrits dans le chapitre pr´ec´edent. On
observe ´egalement une forte activit´e m´eso-´echelle (de taille caract´eristique inf´erieure a` 100 km) dans le centre ouest du bassin. Les principes de fonctionnement du flotteur SOFARGOS-VCM ´etant pr´esent´es de fa¸con d´etaill´ee en annexe A, ils ne sont que bri`evement r´esum´es ici, avant d’analyser en d´etail les structures a` m´eso-´echelle qui nous int´eressent et en particulier le tourbillon le mieux echantillonn´e par les flotteurs.
Le flotteur SOFARGOS-VCM (Vertical Current Meter) est un courantom`etre me-surant la composante verticale du courant tout en d´erivant de fa¸con quasi-lagran-gienne sur la surface quasi-isobare qui correspond a` son ´equilibre de densit´. En effet, ce flotteur, du type flotteur de Swallow (Swallow, 1955) est deux fois moins compressible que l’eau de mer. Cette caract´eristique lui permet de couler jusqu’`a une profondeur d´etermin´ee grˆace a` un ballast calcul´e en fonction des caract´eristiques m´ecaniques du flotteur, du niveau d’immersion souhait´e et de la densit´ de l’eau du bassin a` cette immersion. Au cours du temps, la profondeur d’´equilibre du flotteur est affect´ee par un l´eger effet de fluage (approfondissement de 0.5 m par jour en moyenne) et par les importants changements de temp´erature in situ (conform´ement a` son coefficient de dilatation thermique). Ces effets sont cependant limit´es et me-sur´es par des capteurs de pression et de temp´erature. Une ´etude de l’´equilibre statique du flotteur est donn´ee en annexe A. Serti a` mi-hauteur de pales inclin´ees, le flot-teur tourne sur lui-mˆeme en pr´esence d’un courant vertical, et ses rotations sont compt´ees par un compas interne (voir annexe A pour plus de d´etails). En plus de ce capteur de vitesse verticale, le flotteur est muni d’un r´ecepteur acoustique SO-FAR et d’un ´emetteur pour satellite ARGOS. C’est pourquoi nous l’appelons VCM SOFARGOS. Le principe du flotteur SOFARGOS n’a pas chang´e depuis sa concep-tion (Voorhis, 1971 ; Gascard, 1972). En revanche, ses performances (autonomie, pr´ecision des mesures, ´echantillonnage) se sont consid´erablement accrues grˆace a` la miniaturisation de l’´electronique faiblement consommatrice d’´energie, a` l’appari-tion des liaisons avec les satellites et aux progr`es en acoustique sous-marine (trans-ducteurs basse fr´equence). Dans l’analyse pr´esent´ee ici (1994), les param`etres sont echantillonn´es toutes les 80 minutes ; les temp´eratures sont pr´ecises a` 2 centi`emes de degr´ Celsius pr`es, les pressions a` 1 d´ecibar et les vitesses verticales a` 0.2 mm•s−1. Le flotteur re¸coit p´eriodiquement les ´emissions de sources acoustiques fixes mouil-l´ees. Pour connaˆıtre sa position g´eographique au cours du temps, il doit rester a` port´ee acoustique d’au moins trois sources. Il enregistre alors directement les temps d’arriv´ee des ondes sonores qui permettront ult´erieurement d’en d´eduire sa trajec-toires. A la fin de l’exp´erience, le flotteur largue un poids afin de remonter a` la surface et de transmettre les donn´ees enregistr´ees vers les satellites. En 1994, les positions ont pu ˆetre calcul´ees toutes les 4 heures avec une erreur absolue de 2 km.

Champs horizontaux de température : mise en évidence des structures a meso-echelle

Les mesures de temp´erature in situ des flotteurs apportent des informations compl`ementaires tr`es interessantes sur les structures hydrologiques de la r´egion. Afin d’´evaluer aussi compl´etement que possible la distribution horizontale des masses d’eau a` m´eso-´echelle, nous avons proc´ed´ a` une analyse objective des champs de temp´erature potentielle en utilisant a` la fois les donn´ees hydrologiques et celles des flotteurs (fig. 2.1b, 2.3 et 2.5). En consid´erant les changements importants entre les profils θ et S pris au mˆeme endroit a` un mois d’´ecart (voir les sections fig. 1.8), la p´eriode qui a fait l’objet de cette analyse objective (que nous appellerons maintenant p´eriode de pr´econditionnement) commence mi-f´evrier 94 avec le premier leg hydro-logique, et s’ach`eve mi-mars 94 au d´ebut de la principale tempˆete. Nous supposons que la plupart des changements dans les profils se sont produits pendant la tempˆete et que le mois de pr´econditionnement pr´ec´edent peut ˆetre consid´er´ comme assez synoptique. Ceci constitue bien sˆur une hypoth`ese forte, et les donn´ees ´etant assez dispers´ees malgr´e le long intervalle de temps consid´er´e, nous ne pouvons accorder de confiance a` des structures trop eloign´ees des trajectoires des flotteurs. Une longueur de corr´elation de 40 km est choisie, qui est comparable a` la distance entre les stations a` 75◦N et repr´esente ´egalement la dimension caract´eristique des quelques structures tourbillonnaires observ´ees sur les images AVHRR. Une erreur de 5% est choisie sur les corr´elations gaussiennes. Les mesures de temp´erature et de positions des flotteurs sont moyenn´ees sur des fenˆetres successives de 3 jours entre le 25 f´evrier (2 jours apr`es leur largage) et le 15 mars, donnant ainsi 7 valeurs par flotteur (rep´er´ees par des cercles sur les figures). En profondeur, les flotteurs (cf. fig. A.7) sont regroup´es sur trois niveaux d´efinis de la fa¸con suivante : un niveau « peu profond », entre 250 et 300 m (VCM05), un niveau « interm´ediaire » entre 390 et 465 m (VCM01, 03 et 04) et un niveau « profond » entre 740 et 825 m (VCM89, 90 et 93). Pour chaque niveau, les temp´eratures tir´ees de l’hydrologie sont moyenn´ees sur l’intervalle de profondeur mentionn´.

Description du tourbillon A `a 75◦N 6◦W

Description hydrologique

Un tourbillon (A) anticyclonique et de m´eso-´echelle est clairement identifi´ vers 74◦50’N, 6◦W sur 5 des 7 trajectoires (fig. 2.1b, 2.3 et 2.5), ´etablissant la nature tourbillonnaire et anticyclonique de la d´epression isopycnale d´ej`a observ´ee sur les sections hydrologiques (fig. 1.8c and 1.8f, stations 22 et 88). La signature chaude de surface du tourbillon est confirm´ee par l’image AVHRR (fig. 1.4) a` −0.5◦C, en accord avec les valeurs SST in situ a` la station 22 (−0.65◦C). Les donn´ees des flotteurs confirment la persistence de cette structure, puisque 4 d’entre eux sont pi´eg´es autour d’elle pendant environ 40 jours sans d´erive moyenne significative. Malgr´e la difficult´e de d´eterminer pr´ecis´ement l’´etendue de ce tourbillon, le jeu de donn´ees complet nous permet de d´eduire l’existence d’une structure centrale de 30 km de diam`etre allant au moins jusqu’`a 1200 m de profondeur avant le 15 mars, soit juste avant l’importante tempˆete de mars 1994. En d´epit de la tr`es faible stratification de densit´ verticale dans ce tourbillon, on observe des gradients verticaux de temp´erature et de salinit´e assez significatifs, avec l’eau plutˆot chaude et sal´ee de surface (MAW) recouvrant une masse froide (GAIW) entre 300 m et 500 m, autour de laquelle d´erivent la plupart des flotteurs. Apr`es la tempˆete (fig. 1.8), le gradient de densit´ n’a diminu´e que l´eg`erement mais les contrastes θ-S ont disparu et les isopycnes se sont nettement approfondies, rendant la composante barocline du tourbillon sensible d`es 1500 m de profondeur.
Les vitesses g´eostrophiques ont et´ calcul´ees a` travers la section a` 75◦N, en supposant une vitesse de r´ef´erence nulle a` 3000 m ou a` 1500 m en f´evrier 1994 (fig. 2.6a-b) et a` 1500 m en mars 1994 (fig. 2.6c). La comparaison des figures 2.6a et 2.6b permet de voir que les structures baroclines sont toutes l´eg`erement plus profondes que 1500 m, puisque la vitesse en surface augmente d’environ 5 mm•s−1 quand elle est calcul´ee a` partir d’une r´ef´erence a` 3000 m (au lieu de 1500 m) en f´evrier. En appliquant cette remarque a` la section de mars, on peut d´eduire que les valeurs maximales de la composante barocline de la vitesse ont et´ obtenues autour du tourbillon anticyclonique A, et ne d´epassent pas 1.5 cm•s−1 en f´evrier et 2.5 cm•s−1 en mars (hormis au voisinage du front arctique). Dans cette mˆeme zone, toutes les vitesses horizontales moyennes des flotteurs sont d’environ 5 cm•s−1 (ou plus), aussi bien a` 400 m qu’`a 800 m de profondeur. On peut donc conclure que la circulation serait tr`es barotrope, en faisant l’hypoth`ese que l’on n’ait pas sous-estim´ la composante barocline du fait de l’espacement des stations. Les mesures ADC  obtenues durant l’hiver 1988-1989 au mouillage M319 (75◦N 5◦W) par Schott et al. (1993) ont tendance a` confirmer ce r´esultat.

Calcul des param`etres cin´ematiques

Les param`etres cin´etiques diff´erentiels (not´es DKP) sont la vorticit´e (not´ee vor ), la divergence (not´ee div ), le cisaillement (not´e shr ) et l’´etirement (not´e str ). Ils permettent de d´efinir int´egralement les propri´et´es cin´etiques du fluide et s’expriment a` partir des gradients spatiaux du champ de vitesse moyen (u, v) : ∂ ∂ g11 = u g12 = u ∂ x ∂ y.

Evaluation des vitesses verticales en fonction des flux de flottabilité turbulents

Estimation des flux de flottabilité de surface

Le flux de flottabilit´e B0 s’exprime en m2•s−3 et se d´ecompose en une composante thermique d´eduite des flux de chaleur Q0 et une composante haline d´eduite du bilan E − P (´evaporation moins pr´ecipitation). La composante thermique s’´ecrit B0th = gα0 Q0 (3.1)
o`u ρc est la capacit´e thermique volumique de l’eau et α0 son coefficient de dilatation thermique en surface. On prendra ici α0 = α(T = 0◦C) = 5.2•10−5 ◦C−1 (voir relation 3.6). La composante haline uniquement due `a l’´evaporation s’´ecrit B0v = gβS Ql (3.2)
o`u Ql est le flux de chaleur latente, Lv la chaleur latente d’´evaporation (2.45•106 J • kg−1), β le coefficient de contraction halin (7.75•10−4 psu−1) et S la salinit´e de surface (c’est-a`-dire la diff´erence de salinit´e entre l’eau et la vapeur, prise a` 34.8 psu). Ainsi, en l’absence de pr´ecipitations, le rapport des flux de flottabilit´e thermique et halin est :
B0v = α0Lv Ql ∼ Ql
B0th cβS Q0 Q0
Or, d’apr`es les estimations m´et´eorologiques, le flux de chaleur latente repr´esente environ un quart de la somme des flux thermiques de surface, en particulier pendant les for¸cages importants. On en d´eduit donc que l’´evaporation (hors pr´ecipitation) ne repr´esente que 20% de la perte de flottabilit´e subie par les eaux de surface pendant les ´ev`enements convectifs. On notera que cette proportion est ´egalement respect´ee dans les bassins du Labrador et de la M´editerran´ee (Marshall et Schott, 1998, table 2.3.1). Sachant de plus que les estimations connues du bilan E − P sont proches de z´ero, on choisit par la suite de n´egliger le flux de flottabilit´e halin devant le flux de flottabilit´e thermique.

Vitesse verticale et effet thermobarique

D´eveloppons l’´evaluation w∗ de la vitesse verticale w sous une forme explicite qui consiste a` int´egrer le flux de flottabilit´e turbulent sur toute la colonne d’eau en convection libre. Cette estimation ne tient pas compte de la rotation de la Terre, dont les effets seront discut´es a` l’occasion du dernier chapitre. On obtient alors (Garwood et al., 1994) : = Z 0 Z 0 Z 0 gα w∗3 −h B(z)dz = ³αgθw − βgSw´ dz ‘ −h Q(z)dz (3.3) o`u h d´esigne la profondeur de la couche m´elang´ee, α et β les coefficients d’expansion thermique et halin, ρc la capacit´e calorifique volumique de l’eau et Q(z) le flux de chaleur. Cette ´equation contient deux termes a` pr´eciser. Il faut d’abord choisir l’expression de Q(z), et en particulier sa valeur a` la base de la couche de m´elange. La convection en Mer du Groenland ´etant, d’apr`es les observations, essentiellement non-p´en´etrante, on prendra Q(−h) = 0. Ce choix sera discut´e plus loin. L’approximation lin´eaire de Q(z) donne alors Q(z) = Q0 × 1 + h pour z ≥ −h (3.4) o`u Q0 est le flux de surface. Le 2eme` terme `a pr´eciser est α, puisque c’est pr´ecis´ement la d´ependance de α avec la pression qui engendre l’effet thermobarique. En conser-vant les notations de Garwood et al. (1994), on fait un d´eveloppement limit´e de α selon z `a z=0 : à 1+ α0 ” ∂z # z=0! = α0 µ 1− Hα¶ (3.5)
o`u Hα repr´esente la profondeur (positive) de doublement du coefficient α par rapport a` sa valeur en surface α0. La figure 3.4 donne l’allure de α et les valeurs de Hα pour diff´erentes temp´eratures et une salinit´e S = 34.85 psu. Notons au passage que α0 est une fonction de la temp´erature que l’on peut estimer par approximation lin´eaire avec α0 = (5.179 + 1.32T ) • 10−5 (3.6)

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Table des matières

Introduction
1 La Mer du Groenland : situation générale en hiver-printemps 1994 
1.1 Analyse des données de surface
1.1.1 Données météorologiques et données de glace
1.1.2 Température de surface et fronts hydrologiques
1.2 Présentation des masses d’eau
1.2.1 Caractérisation de l’Eau Atlantique Modifiée (MAW)
1.2.2 Les eaux profondes (DW)
1.2.3 Les eaux intermédiaires (AIW)
1.2.4 Tableau synthétique des masses d’eau
1.3 Analyse temporelle et spatiale de la stratiflcation
1.3.1 Evolution temporelle de la stratiflcation
1.3.2 Analyse uni-dimensionnelle de la couche de mélange
1.3.3 H¶et¶erog¶en¶eit¶es spatiales
1.3.4 Calcul du rayon interne de déformation
1.4 Synth`ese
2 Caract¶erisation de la m¶eso-¶echelle 
2.1 L’exp¶erience < flotteurs d¶erivants >
2.2 Champs horizontaux de temp¶erature : mise en ¶evidence des structures `a m¶eso-¶echelle
2.3 Description du tourbillon A `a 75–N 6–W
2.3.1 Description hydrologique
2.3.2 Calcul des param`etres cin¶ematiques
2.4 Quantiflcation de l’advection de MAW
2.5 Evolution du tourbillon A apr`es la convection
2.6 Synth`ese et discussion
3 Vitesses verticales et mécanismes convectifs de petite échelle 
3.1 Ondes internes et panaches
3.2 Evaluation des vitesses verticales en fonction des flux de flottabilit¶e?turbulents
3.2.1 Estimation des flux de flottabilit¶e de surface
3.2.2 Vitesse verticale et efiet thermobarique
3.3 S¶eries temporelles des VCM : analyse pr¶eliminaire
3.4 Analyse des hautes fr¶equences dans les mesures de vitesse verticale des VCM
3.4.1 Pr¶esentation de l’analyse continue par ondelettes
3.4.2 Application locale et statistique de l’analyse continue par ondelettes
3.5 Analyse des basses fr¶equences dans les mesures de vitesse verticale des VCM
3.5.1 Quantiflcation des vitesses verticales moyennes
3.5.2 Discussion sur l’efiet de l’instabilit¶e barocline
3.5.3 Application d’un mod`ele turbulent 3D (LES, Monterey) et simulations de flotteurs
3.6 Synth`ese
4 Les cascades d’¶echelles 
4.1 Vitesses verticales en milieu convectif non stratifl¶e
4.1.1 Lois d’¶echelle
4.1.2 Application num¶erique en Mer du Groenland en 1994 et comparaison avec 1989
4.2 Formation et ¶evolution des zones convectives en milieu stratifl¶e
4.2.1 Cascade directe et cascade inverse
4.2.2 Importance des structures `a m¶eso-¶echelle
Conclusion 
A – Annexe : Le flotteur quasi-lagrangien SOFARGOS-VCM 
A.1 Le flotteur VCM d¶erivant
A.1.1 Historique
A.1.2 Principe de fonctionnement
A.1.3 Etalonnage de l’h¶elice
A.1.4 Caract¶eristiques techniques du VCM
A.2 Etude de l’¶equilibre statique de flottabilit¶e
A.2.1 Approfondissement par efiet de fluage
A.2.2 Influence du coe–cient de dilatation thermique fif et discussion sur l’estimation de la salinit¶e in situ
A.3 Comportement dynamique du flotteur en présence de courants verticaux1
A.3.1 Problématique
A.3.2 Relation entre la rotation du flotteur et le déplacement d’eau qui la suscite
A.3.3 Relation entre le mouvement vertical de l’eau et le déplacement vertical du VCM
A.3.4 Discussion sur les résultats théoriques
A.3.5 Validation des résultats expérimentaux
Acronymes
Références 

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