Mettez en mouvement depuis le repos l’atmosphère d’une planète et regardez les cellules de Hadley grandir depuis les tropiques jusqu’à ce que la formule fermée de Held et Hou dise qu’elles doivent s’arrêter : l’air qui s’élève à l’équateur conserve son moment cinétique en allant vers le pôle, si bien que le vent d’altitude devient Ω·a·sin²φ/cos φ, un courant-jet subtropical, et la cellule ne s’étend que jusqu’où le permet la construction des aires égales - 26,5° pour la Terre, non les 28,8° de la formule des petits angles. En dessous, les alizés tournent en vents d’ouest là où le dit le bilan du moment cinétique, et leurs couples se compensent. Ralentissez la planète et les cellules s’élargissent vers les pôles ; arrêtez-la et une seule cellule remplit chaque hémisphère sans aucun vent zonal. Déplacez le chauffage de six degrés vers le nord et l’ascendance saute à 21°, la cellule d’hiver cent fois plus forte que celle d’été, comme l’ont trouvé Lindzen et Hou ; laissez courir les saisons et la ZCIT oscille de 18° de chaque côté, avec deux mois de retard.
Suivez une côte d’Asie du Sud au fil de l’année. Le même soleil chauffe la terre peu profonde et la mer profonde, mais la terre répond en quelques jours et la mer avec deux mois de retard, comme le disent le gain en formule fermée 1/sqrt(1+(ωτ)²) et le retard atan(ωτ). Leur contraste entraîne un vent de retournement ; vers la terre il apporte l’humidité de l’air marin, et la chaleur latente de la pluie renforce la circulation même qui l’a apportée. Ainsi la mousson ne croît pas doucement : dès que le forçage de la terre devient positif, la pluie bondit en déluge en une semaine, des nuages sombres arrivent de la mer et s’amoncellent contre les collines, les rizières sont inondées et verdissent ; elle se maintient jusqu’en automne, jusqu’à ce que le forçage tombe sous le repli R_c = −M²/(4Dκ). Figez la saison et la côte est bistable : une poussée humide la fait basculer vers l’humide, abaisser le chauffage ou l’humidité au-delà du seuil en formule fermée l’assèche pour de bon. Le bilan d’humidité se ferme à l’arrondi près.
Regardez un front froid passer sur une petite ville par un après-midi d’été brumeux. L’air froid, plus froid de sept degrés et épais de deux kilomètres, est lâché à l’ouest et s’engouffre sous l’air chaud comme un courant de densité : son nez avance au Fr·√(g’h) de Benjamin en plus du vent directeur, la profondeur derrière lui et la vitesse étant celles de la formule fermée de Rottman et Simpson, et l’éventail de Ritter derrière. La couche limite chaude est soulevée au-dessus de l’air froid ; au-dessus de son niveau de condensation elle forme un nuage-plateau sombre avec un nuage en rouleau le long du nez et un rideau de pluie derrière. Le mât météo et le météogramme de la ville enregistrent la chute de température, le saut de pression ρg’h, la rafale et la rotation du vent. Passez aux fronts géostrophiques de Margules, inclinés de f·Δv·T/(gΔT) : un front froid porté par le vent, ou un front chaud avec la pluie en avant et une pression en baisse. Sans contraste de densité, rien ne bouge du tout.
Regardez une tempête naître au-dessus de l’Atlantique Nord, vue depuis l’orbite. L’air froid au nord et l’air chaud au sud signifient, par le vent thermique, un vent d’ouest qui se renforce avec l’altitude - et cet écoulement cisaillé est instable. Une ondulation d’un demi-hectopascal croît exponentiellement, exactement au taux que donne en formule fermée le modèle à deux couches de Phillips, le plus vite pour des ondes longues d’environ 3,5 rayons de Rossby, quelque 4000 km ; en quelques jours les dépressions se creusent sous 985 hPa, les anticyclones se construisent, le nuage en virgule s’élève là où l’air chaud monte en avant de chaque dépression et une bande de front froid traîne derrière elle. La croissance s’arrête quand les tempêtes ont porté assez de chaleur vers le pôle pour relâcher le gradient. Aplatissez le gradient de température et l’onde ne fait que s’amortir ; comparez deux longueurs d’onde lancées de la même façon ; le tableau trace le taux de croissance en fonction du nombre d’onde et compte l’énergie des tourbillons face à sa libération à partir de l’énergie potentielle disponible moyenne.
Faites naître une tempête tropicale sur une mer chaude au crépuscule : la mer cède de la chaleur à l’air entrant à sa température de surface, le flux sortant la rend cent degrés plus froid à la tropopause, et cette machine de Carnot fixe le vent le plus fort que la tempête peut atteindre - l’intensité potentielle. Sur une mer qui ne refroidit pas, le vent suit la loi en tanh de la formule jusqu’à cette limite ; laissez la tempête brasser l’eau froide sous elle et elle se tient plus bas, bien plus bas sur une couche chaude mince ; cisaillez le tourbillon et il s’établit plus faible ; menez-le à terre et, sans apport de chaleur et sur un sol plus rugueux, le vent décroît exactement comme V0/(1 + C_D V0 t/2h). Sans écart de température, pas de machine.
Regardez un après-midi d’été construire un orage au-dessus de la prairie : le soleil chauffe le sol, la couche de mélange s’épaissit le long de l’adiabatique sèche et ronge le couvercle au-dessus d’elle, et la particule soulevée - sèche jusqu’à son niveau de condensation, puis saturée le long de la pseudo-adiabatique - montre sa CAPE et sa CIN sur un tableau de sondage à côté du ciel. Des cumulus de beau temps se tiennent à la base des nuages, à environ 125 m de hauteur par kelvin d’écart au point de rosée, jusqu’à ce que les thermiques portent la particule au-delà de son niveau de convection libre ; alors la tour monte à la vitesse du panache, un courant ascendant à entraînement bien en dessous de la formule fermée sqrt(2 CAPE), et s’étale en enclume au niveau d’équilibre. Sa pluie déclenche un courant descendant froid dont le front de rafales étouffe la cellule. Renforcez le couvercle et l’orage ne vient jamais ; asséchez l’air en altitude et le courant de sortie devient plus froid.
Regardez le vent du soir franchir une crête enneigée : l’air stable poussé sur le versant au vent rebondit et oscille sous le vent, et le champ d’ondes linéaire stationnaire - l’équation de Scorer résolue mode par mode - est dessiné en rubans de fumée qui montent et descendent au-dessus et derrière la crête. Au-dessus d’une crête large en air uniforme, les ondes montent droit vers le haut selon la solution de Queney, avec une longueur d’onde verticale 2πU/N et une traînée de (π/4)ρNUh0² ; sous une couche moins stable en altitude, un train d’ondes sous le vent est piégé en aval, l’espacement de ses crêtes donné par le mode piégé en formule fermée, plus long quand le vent forcit, jusqu’à ce qu’au-delà d’une vitesse critique plus rien ne soit piégé. Des nuages lenticulaires s’empilent là où des couches humides sont soulevées au-delà de leur niveau de condensation, un planeur monte dans l’ascendance jusqu’à ce qu’elle égale son taux de chute, et une crête trop haute pour le vent est signalée là où les lignes de courant se retourneraient.
Regardez l’hémisphère nord d’en haut pendant la nuit polaire : le courant-jet brille comme un ruban autour du pôle, coloré selon son vent, l’air arctique froid teintant le sol de bleu sur son côté polaire et l’air chaud d’orange de l’autre. Sa force est le vent thermique du contraste entre l’équateur et le pôle, 25 m/s pour 40 K à 500 hPa. Ses méandres sont des ondes de Rossby de l’équation barotrope du tourbillon : une onde libre dérive vers l’est à la vitesse de la formule fermée c = U − β/(k²+l²), bien plus lentement que les ballons portés par le vent, et reste immobile quand U = β/K². Les Rocheuses et le Tibet forcent des ondes ancrées aux montagnes. Affaiblissez le contraste comme le fait un Arctique qui se réchauffe et le jet ralentit, les ondes stationnaires raccourcissent et les creux descendent plus au sud ; au-dessus d’une dorsale à une seule onde, le jet ralenti entre en résonance, la traînée des montagnes l’y maintient et l’onde reste bloquée même quand le contraste revient.
Regardez El Niño aller et venir à travers le Pacifique équatorial, ouvert en coupe de l’Indonésie au Pérou : les alizés accumulent l’eau chaude à l’ouest et soulèvent la thermocline froide à l’est ; réchauffez l’est et les alizés faiblissent, la thermocline s’aplatit et l’est se réchauffe encore - la rétroaction de Bjerknes - tandis que la lente décharge du volume d’eau chaude change l’événement en La Niña environ un an et demi plus tard. Sous un couplage critique en formule fermée l’oscillation s’éteint, à ce couplage elle ne croît ni ne décroît et sa période est 2π/ω d’après les valeurs propres linéaires, au-dessus un cycle limite s’établit à l’amplitude de la théorie faiblement non linéaire. Envoyez un coup de vent d’ouest ou une atmosphère bruitée et regardez les nuages de pluie migrer vers l’est ; coupez l’atmosphère et l’oscillation disparaît.
Suivez chaque watt de lumière solaire à travers une colonne d’air posée sur une tranche de la Terre, dans une salle d’observatoire obscure. Un soleil-lampe déverse 340 W/m² ; une couche de nuages et le sol renvoient 30 % vers l’espace, l’air absorbe un tiers du reste, et trente couches grises font passer l’infrarouge vers le haut et vers le bas. Partez d’une colonne gelée à 170 K ou chaude à 360 K et regardez les deux se stabiliser sur le même équilibre radiatif-convectif voisin de 288 K : le gradient thermique critique jusqu’à une tropopause vers 9 km, 350 W/m² de rayonnement de retour, 123 W/m² montés par la convection, 237 W/m² quittant le sommet. Coupez la convection et le sol grimpe à 332 K ; retirez l’air et il tombe à Te ; une couche opaque donne 2^(1/4) Te. Doublez le CO2 pour 3,7 W/m² de forçage et 1,2 K de réchauffement, 2,8 K si la vapeur d’eau suit ; changez la forêt en désert ou en océan et regardez la surface se stabiliser en semaines ou en années.
Regardez les calottes d’une planète à la lumière de son soleil : chaque bande de latitude absorbe la lumière selon son albédo, rayonne vers l’espace et partage sa chaleur avec ses voisines. Le soleil d’aujourd’hui place le bord de la glace vers 66 degrés ; atténuez-le lentement et le bord glisse vers l’équateur jusqu’à ce que, à neuf dixièmes de l’ensoleillement actuel, la glace claire réfléchisse tant que la planète entière gèle d’un bond. Ravivez le soleil et la boule de neige reste gelée bien au-delà du point où elle a gelé - elle ne dégèle qu’au-delà de six cinquièmes. Rendez glace et eau aussi sombres et la rétroaction disparaît : l’équilibre est alors la solution P2 de la formule dans chaque bande.
Suivez chaque pétagramme de carbone à travers un relief de musée de la Terre : les cheminées brûlent du carbone fossile dans l’air, la forêt le capte et le dépose dans le sol, le sol le rejette plus vite à mesure que le monde se réchauffe, et l’océan le dissout - d’abord la mince couche de surface, dont la chimie tampon n’en prend qu’un dixième de ce que sa taille laisserait croire (le facteur de Revelle), puis au fil des siècles l’océan profond. Rejouez l’ère industrielle : 667 PgC jusqu’en 2025 portent le CO2 à 426 ppm, dont 47 % encore dans l’air ; maintenez les émissions et le CO2 dépasse 580 ppm en 2100, atteignez la neutralité carbone en 2050 et il redescend vers 329 ppm. Libérez le même carbone d’un coup ou sur deux siècles, défrichez la forêt, et regardez le cycle le répartir à nouveau : la réponse multi-exponentielle du cycle linéarisé, sa répartition d’équilibre et un bilan exact du carbone sont affichés à côté.
Faites buller de l’air à CO2 choisi dans un bécher d’eau de mer sur une paillasse et regardez l’indicateur virer. Le carbone dissous et l’alcalinité de l’eau fixent son pH et les parts de CO2 dissous, de bicarbonate et d’ion carbonate, avec les constantes publiées de Lueker, Dickson, Millero, Weiss et Mucci ; le facteur de Revelle dit pourquoi la pression de CO2 de l’eau monte dix fois plus vite que son carbone. Montez le CO2 de l’air et l’ion carbonate baisse jusqu’à ce que, vers quatre mille micro-atmosphères, l’eau ne puisse plus garder l’aragonite : la coquille au fond commence à se dissoudre, et ses deux unités d’alcalinité par carbone tamponnent l’eau juste sous la saturation. Une eau froide de même chimie garde moins de carbonate. Le carbone de l’eau, de la coquille et de l’air est conservé à l’arrondi près.
Comparez les rues et la végétation à travers un cycle jour-nuit avec la lumière du soleil, le stockage de chaleur, l'échange de vent et le chauffage anthropique.
Regardez la fumée de la cheminée d’une briqueterie dériver à l’aube au-dessus d’une ville en terrasses. Les gaz chauds s’élèvent selon la surélévation de panache de Briggs, puis le vent les porte vers l’aval tandis que la turbulence de la classe de Pasquill choisie les mélange vers le sol : par un matin ensoleillé instable le panache ondule jusqu’au sol en quelques centaines de mètres, par un matin neutre il touche la ville à quelques kilomètres, par une nuit calme et stable il s’étale en éventail en altitude et atteint à peine les toits. Laissez une inversion le piéger au-dessus des maisons, ou placez le couvercle sous le panache et la ville reste propre. Un ruban au-dessus des toits trace la concentration au niveau du sol à côté du panache gaussien, une station la mesure ; avec un vent uniforme et un K constant, la tranche s’établit sur le panache stationnaire exact, son maximum au sol 2Q/(eπuH²). Arrêtez la source et regardez ce qui reste quitter la vallée ; la masse émise égale toujours ce qui est dans l’air, déposé et parti.
Faites le tour d’une petite planète couverte de marguerites pendant que son soleil devient plus brillant. Les marguerites noires absorbent la lumière solaire et réchauffent elles-mêmes et la planète, les blanches la réfléchissent et restent fraîches ; toutes deux poussent le mieux à 22,5 °C. Ainsi le jeune soleil pâle est accueilli par des marguerites noires, le vieux soleil brillant par des blanches, et entre les deux, ensemble, elles tiennent la planète à quelques degrés de l’optimum alors que la planète nue se réchaufferait de quarante - la branche de coexistence en formule fermée sur le tableau, ses températures locales exactement à 5 K de part et d’autre de l’optimum. Poussez le soleil au-delà de 1,54 et les blanches s’effondrent d’un seul saut ; atténuez-le de nouveau et elles ne reviennent qu’à 1,22 - balayez et regardez l’hystérésis se dessiner. Passez au désert : les plantes apportent leur propre pluie, et pour une même pluviosité une savane verte et un désert nu sont tous deux stables, jusqu’à ce qu’une sécheresse fasse basculer la verte pour de bon. Les surfaces sont comptées à l’arrondi près.
Regardez une ville côtière au crépuscule, de l’autre côté de sa baie, de 1850 à 2300, pendant que le climat répond au dioxyde de carbone que nous ajoutons : la surface et l’océan supérieur se réchauffent en quelques années, l’océan profond met des siècles, et la mer monte contre le mur du port à mesure que l’eau se dilate et que la glace fond. Suivez la trajectoire basse, moyenne, haute ou de dépassement, ou maintenez la concentration à partir d’aujourd’hui et voyez le réchauffement continuer - l’océan profond rattrape encore son retard. Doublez le CO2 d’un coup et le réchauffement suit deux exponentielles, une rapide de quatre ans et une lente de plus de deux siècles ; augmentez-le de 1 % par an et lisez la réponse transitoire au doublement ; déclenchez un volcan et regardez quelques dixièmes de degré de refroidissement s’estomper. Changez la sensibilité et l’océan et le tableau redessine chaque trajectoire ; l’énergie absorbée est comptée face à la chaleur stockée et rayonnée, à l’arrondi près.
Certains modules appartiennent à plusieurs Suites. Chaque expérience partagée a ici une seule description.
