Polartiefs im Nordmeer

Transkript

1 Diplomarbeit Polartiefs im Nordmeer Markus Hergarten 10. Juni 2011

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3 Danksagung Zu Beginn möchte ich mich zunächst einmal bedanken. Insbesondere bei: meinen Eltern, die es mir ermöglicht haben, dass ich studieren durfte und dass ich so weit gekommen bin. Sie haben mich während der Arbeit und auch sonst stets unterstützt und angetrieben. Vielen Dank auch für die Suche nach Grammatikund Rechtschreibfehlern! meinem Bruder, der mit Tipps und weisen Ratschlägen schnell bei der Hand war, auch wenn ich manche nicht verfolgt habe. Auf den groÿen Bruder hört man schlieÿlich nicht immer, ob er nun kurz vorher auch eine Diplomarbeit erfolgreich abgeschlossen hat oder nicht. Du bist aber dennoch der beste Bruder den ich habe! meinen Groÿeltern, die sicherlich stolz gewesen wären. all meinen Freunden, die mich auch mal von der Arbeit ablenkten (hach, war es schön Max und Jens in den Mittagspausen am Kicker abzuziehen...), aber auch sehr gut unterstützten, ob moralisch und/oder durch Korrekturlesen. Ich danke: Jan-Bernd, Jens, Kerstin, Maik, Markus, Max und Philippe. Professor Dr. Andreas Bott, der mir dieses Thema ermöglicht hat und auch stets ein oenes Ohr für die Probleme hatte, die anelen, wenn ich es auch vielleicht zu wenig in Anspruch nahm. Matthieu, Volker und Werner, die sehr geduldig aufkommende Fragen beantworteten und mir wertvolle Tipps für die Arbeit gaben. meinen Zimmerkollegen, die, abgesehen von einigen Schreianfällen, für eine überwiegend fröhliche Arbeitsatmosphäre sorgten und einem bei technischen und fachlichen Problemen sehr gut weiterhelfen konnten. Und ganz besonders......möchte ich meiner Freundin Caro danken, die genau im richtigen Zeitpunkt zu mir gefunden hat. Ich danke dir für die Unterstützung, die Ablenkung und für dein Verständnis, vor allem in den letzten Wochen der Diplomarbeit. Ich liebe dich! 3

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5 Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung Motivation Überblick und Zielsetzung Theoretische Grundlagen Quasigeostrophische Theorie Baroklinität und barokline Instabilität Baroklinität Barokline Instabilität Kaltluftvorstoÿ, Wärme- und Feuchteüsse Potentielle Vorticity Anomalie (PVA) Das Polartief CISK und WISHE Prozesse in der Reifephase Gründe für den Zerfall Unterschiede zwischen Spiralen und Kommawolken Der warme Kern Das konzeptionelle Modell Das hydrostatische Modell Vertikaler Aufbau Klimatologie Kriterien Die untersuchte Region Grenzwerte Die Hilfsmittel AVHRR Analysekarten Liste des norwegischen Wetterdienstes Ergebnisse Entstehungsgebiete der Polartiefs Das Modell COSMO-EU Das COSMO-Modell Die Modellgleichungen Das Koordinatensystem COSMO - Simulationen

6 Inhaltsverzeichnis Koordinatensystem und Bodendatensatz Ergebnisse Polartief mit Spiralform Synoptische Situation Qualität der Vorhersage Zusammenfassung Polartief mit Kommaform Synoptische Situation Qualität der Vorhersage Zusammenfassung Polartief mit Mischform Synoptische Situation Qualität der Vorhersage Zusammenfassung Polartief mit Spiralform, schlechte Vorhersage Synoptische Situation Qualität der Vorhersage Modellierung des warmen Kerns Entstehung des warmen Kerns Struktur des warmen Kerns Zusammenfassung Zusammenfassung der Ergebnisse 99 A Liste des Norwegischen Wetterdienstes 103 B Eigene Liste von Polartiefs 105 Symbol- und Abkürzungsverzeichnis 107 Literaturverzeichnis 115 6

7 1 Einleitung 1.1 Motivation Ein Polartief ist ein kleinräumiges, extremes Wetterereignis in polaren Regionen. Oft werden sie von unwetterartigen Schnee- und/oder Hagelschauern begleitet und es treten Windgeschwindigkeiten von bis zu 120 km/h auf, was der Stärke eines tropischen Wirbelsturms entspricht. Rasmussen und Turner (2003) beschreiben Polartiefs als eine kleine, sehr intensive maritime Zyklone, die sich polwärts der Polarfront bildet. Die horizontale Ausdehnung liegt zwischen 200 und km. Auÿerdem bilden sich keine Fronten aus und wie bei tropischen Wirbelstürmen oder Hurrikanen ist ein warmer Kern und die Ausbildung eines wolkenfreien Auges ein Merkmal für einen intensiven und wetteraktiven Sturm. Aufgrund dieser Wetterphänomene, die mit einem Polartief einhergehen, sind sie gefährlich für die Schifahrt und die Küstenregionen, auf die sie treen. Daher wäre es wünschenswert rechtzeitig vor Polartiefs warnen zu können. Wettermodelle sind bei der Vorhersage aber noch nicht präzise genug, um eine korrekte Warnung aussprechen zu können. Vor allem die kurze Lebensdauer und die im Vergleich zu synoptischen Tiefdruckgebieten kleine räumliche Ausdehnung machen dies schwierig. Hinzu kommt, dass die dynamischen Prozesse während des Lebenszyklus eines Polartiefs noch nicht komplett verstanden sind. 1.2 Überblick und Zielsetzung Diese Diplomarbeit konzentriert sich auf die Vorhersagbarkeit von Polartiefs mit dem operationelle Wettervorhersagemodell des Consortium for Small-Scale Modelling (COSMO) und im Speziellen auf die Untersuchung des warmen Kerns eines Polartiefs. Besonders die Darstellung der mit der Entstehung eines Polartiefs und des warmen Kerns verbundenen Prozesse soll genauer betrachtet werden. Diese Arbeit ist in zwei Teile gegliedert. Zunächst werden Polartiefs im Zeitraum von 2005 bis 2010 in den Wintermonaten von Oktober bis März statistisch erfasst und ausgewertet. Es soll herausgefunden werden, wo sich die erfassten Stürme in dem genannten Zeitraum entwickelten, welche Zugbahn sie hatten und wie lange sie existierten. Diese Statistik wird dabei mit einer Liste vom norwegischen Wetterdienst Meteorologisk Institutt (met.no) verglichen, die Noer and Lien (2010) aufstellten. Im zweiten Schritt werden Fallstudien von Polartiefs mit dem COSMO-Modell durchgeführt, um zunächst die Güte der Vorhersage zu untersuchen und anschlieÿend zu be- 7

8 1 Einleitung trachten, ob und wie COSMO den warmen Kern modellieren kann. Die Arbeit ist folgendermaÿen aufgebaut: In Kapitel 2 werden die theoretishen Grundlagen erklärt, die im Verlauf eines Polartiefs wichtig sind. Dabei werden erst die Prozesse beschrieben, die bei der Entwicklung eines Polartiefs bedeutend sind und danach die Entstehung des warmen Kerns anhand eines konzeptionellen und eines hydrostatischen Modells erläutert. In Kapitel 3 werden anschlieÿend die Polartiefs aus den Jahren 2005 bis 2010 statistisch untersucht und die Ergebnisse daraus vorgestellt. Kapitel 4 beinhaltet eine kurze Beschreibung des COSMO-Modells und die Anwendung des Modells bezüglich der Simulationen, die durchgeführt wurden. Diese werden letztendlich in Kapitel 5 beschrieben. Es werden vier Fallbeispiele vorgestellt und mithilfe von Analysekarten des Global Forecast System (GFS) die synoptische Situation während des Ereignisses beschrieben. Zusätzlich werden die Polartiefs in den Fallbeispielen anhand von Satellitenbildern der polarumlaufenden NOAA-Satelliten bezüglich der Position und deren Struktur im Modell bewertet. Die Ergebnisse werden schlieÿlich noch in Kapitel 6 abschlieÿend zusammengefasst. 8

9 2 Theoretische Grundlagen Polartiefs entstehen im Nordmeer in den Wintermonaten über oenem Wasser bei Kaltluftvorstöÿen in der Nähe der Eiskante und in dort entstandenen baroklinen Zonen. Aber auch in der Nähe der Polarfront können Polartiefs oft hinter einer synoptischen Zyklone entstehen. Bei der Entwicklung spielen Kaltluftvorstöÿe, hohe Baroklinität, barokline Instabilitäten und positive Vorticityanomalien in der Höhe eine wichtige Rolle. Abhängig vom Typ des Polartiefs haben diese Prozesse während der Entwicklung unterschiedliche Prioritäten. Während spiralförmige Polartiefs (Spiralen) weiter nördlich nahe der Eiskante entstehen und hohe Konvektion dominiert, bilden sich Polartiefs in Kommaform (Kommawolken) eher durch hohe Baroklinität in der Nähe der Polarfront. In diesem Kapitel werden zunächst die theoretischen Grundlagen beschrieben, die zum Verstehen der Prozesse während der Entwicklung eines Polartiefs wichtig sind. Dazu gehören auch ausgelöste Vertikalbewegungen, die für die Diagnostik bezüglich eines warmen Kerns wichtig sind, der genauer untersucht wird Quasigeostrophische Theorie Als Grundlage dient die quasigeostrophische Theorie, die hier kurz vorgestellt werden soll, basierend auf den Ausführungen von Bott (2008). Für eine ausführliche Herleitung wird Zdunkowski and Bott (2003) empfohlen. In der quasigeostrophischen Theorie wird angenommen, dass die Atmosphäre stets einen Gleichgewichtszustand zwischen Druck, Masse und Wind anstrebt, wenn es aus diesem gebracht wurde. Diese Annahme führt zu folgenden Näherungen: hydrostatisches Gleichgewicht: φ p = 1 ρ geostrophischer Wind: v g,0 = 1 f 0 k h φ relative, geostrophische Vorticity: ζ g = 1 f 0 2 h φ Ersetzen des horizontalen Winds durch den geostrophischen Wind, auÿer im Divergenzterm, da h v g,0 = 0 In der quasigeostrophischen Theorie werden alle Zustandsvariablen diagnostisch aus den prognostischen Gleichungen der Temperatur und der Vorticity ermittelt, also dem 1. Hauptsatz der Thermodynamik und der Vorticitygleichung: 9

10 2 Theoretische Grundlagen ( φ ) = R 0 t p p v h h T + σ 0 ω + R 0 dq c p p dt (2.1) ζ g t = 1 2 f h φ = v g h ζ g vβ f 0 h v h 0 (2.2) Hierbei isti φ das Geopotential ist, σ 0 = 2 φ + cv φ p 2 c pp die statische Stabilität der Atmosphäre und β = f dp p der Rossbyparameter. Weiterhin ist ω = die generalisierte y dt Vertikalgeschwindigkeit im p-system und dq die spezische diabatische Wärmezufuhr. dt Gleichung (2.1) gibt also an, wie sich die Schichtdicke zwischen zwei Druckächen bei Temperaturadvektion, Vertikalbewegungen und diabatischen Wärmeänderungen verhält. Eine Zunahme der Schichtdicke ndet bei Warmluftadvektion, Absinkbewegungen und/oder diabatischer Wärmezufuhr statt, was aufgrund der Massenerhaltung zwischen zwei Druckächen zu einer Dichteabnahme führt. Schaut man sich nun die Vorticitygleichung (2.2) an, so sieht man, dass sich die Vorticity durch Advektion absoluter, geostrophischer Vorticity und durch Vergenzen des horizontalen Winds ändert. Diese führen schlieÿlich zu Vertikalbewegungen, die in der quasigeostrophischen Theorie mit der ω-gleichung betrachtet werden. Diese Gleichung erhält man durch die Anwendung des horizontalen Laplaceoperators 2 h auf die Wärmegleichung (2.1) und die lokale Ableitung der Vorticitygleichung (2.2) nach dem Druck. Die Ergebnisse der Rechenoperationen werden voneinander subtrahiert und führen zur Omegagleichung: σ 0 2 h ω + f0 2 2 ω p = f 2 0 p [ v g,0 h (ζ g + f)] R 0 p 2 h( v g,0 h T ) R 0 c p p 2 h ( ) dq dt ( ) πp Unter der Annahme, dass ω eine harmonische Gröÿe ist, mit ω = A sin p 0 cos(k x x) cos(k y y), zeigt sich nach Einsetzen dieser harmonischen Funktion in die Omegagleichung (2.3) die Proportionalität von ω zu den drei Termen auf der rechten Seite. ω f 0 p [ v g,0 h (ζ g + f)] + R 0 p 2 h( v g,0 h T ) + R ( ) 0 dq c } {{ } } {{ } p p 2 h (2.4) dt } {{ } V A T A DW Man erkennt, dass das Verhalten eines Luftpakets von drei wesentlichen Prozessen abhängt. Auf- und Absteigen werden durch die drei Terme auf der rechten Seite bestimmt. Der erste Term beschreibt den Prozess der dierentiellen Vorticityadvektion (VA), der zweite die Temperaturadvektion (TA) und der dritte den Prozess der diabatischen Wärmezufuhr (DW). Zusammen bedingen sie Vertikalbewegungen. Allgemein kann man sagen, dass es zu Aufsteigen (ω < 0) kommt, wenn (2.3) f 0 p [ v g,0 h (ζ g + f)] > 0. Wenn also die Vorticityadvektion mit dem Druck abnimmt bzw. mit der Höhe zunimmt. 10

11 2.1 Baroklinität und barokline Instabilität R 0 p 2 h ( v g,0 h T ) < 0, bei Warmluftadvektion. ( dq ) dt < 0, bei diabatischer Wärmezufuhr. R 0 c pp 2 h Für Absinkprozesse gilt Entsprechendes mit umgekehrten Vorzeichen. Nimmt man nun an, dass die Wärmeprozesse adiabatisch ablaufen, verschwindet der Term DW und die Vertikalbewegungen werden durch die VA und TA bestimmt. Setzt man nun einen konstanten Wind v g,0 voraus, so erkennt man schnell ein Problem der Omegagleichung: die Terme VA und TA neigen dazu, sich gegenseitig aufzuheben. Aus diesem Grund haben Hoskins et al. (1978) eine einfache Form der Omegagleichung hergeleitet, die sogenannte Divergenz des Q-Vektors. Der Q-Vektor ist das Skalarprodukt des geostrophischen Windgradienten und dem Gradienten der potentiellen Temperatur. Aus dieser Divergenz ist sofort ersichtlich, ob sich ein Aufsteigen oder ein Absinken aufgrund der Antriebsmechanismen entwickelt. Da die sogenannte Q-Vektordiagnostik in dieser Arbeit nicht behandelt wird, seien interessierte Leser auf Hoskins et al. (1978) und Zdunkowski and Bott (2003) verwiesen. 2.1 Baroklinität und barokline Instabilität Baroklinität Eine wichtige Voraussetzung bei der Entstehung eines Polartiefs ist eine barokline Zone. Baroklinität liegt vor, wenn die Dichte von der Temperatur und dem Druck abhängig ist und die Temperatur entlang der Flächen gleichen Drucks variiert. Auf Flächen gleichen Drucks herrscht also ein Temperaturgradient. Barokline Zonen sind auÿerdem mit einer vertikalen Scherung des horizontalen Winds verbunden. Veranschaulichen kann man dies mit der thermischen Windbeziehung, die die Änderung des geostrophischen Winds mit der Höhe beschreibt: v g z = g ft v k h,p T v, (2.5) wobei v g = 1 f k h,p φ der geostrophische Wind, g die Schwerebeschleunigung, f der Coriolisparameter und T v die virtuelle Temperatur ist. Der thermische Wind ist der Dierenzwind zwischen zwei Druckniveaus und weht parallel zu den horizontalen Isothermen auf einem Druckniveau mit der warmen Luft in Windrichtung rechts. Der geostrophische Wind weht dagegen parallel zu den Isohypsen. Änderungen des geostrophischen Winds mit der Höhe können idealisiert in vier mögliche Fälle aufgeteilt werden (Bott, 2008). Liegen die Isothermen und Isohypsen parallel und die kalte Luft beim tiefen Druck, so nimmt der geostrophische Wind mit der Höhe zu, behält aber seine Richtung bei (siehe Abb. 2.1 a)). Ist die Temperaturverteilung umgekehrt, liegt die warme Luft also auf der Seite des tiefen Drucks und der geostrophische Wind nimmt mit der Höhe ab (Abb. 2.1 b)). Schneiden sich nun die Isothermen und Isohypsen und der Wind weht in Richtung kalter Luft, so dreht der geostrophische Wind mit der Höhe nach rechts (Abb. 2.1 c)). In diesem Fall spricht man von Warmluftadvektion (WLA). Sind bei gleicher Situation die warme und die kalte Luftmasse vertauscht, so 11

12 2 Theoretische Grundlagen dreht der geostrophische Wind mit der Höhe nach links, es kommt zur Kaltluftadvektion (KLA) (vgl. Abb. 2.1 d)). Abbildung 2.1: Dargestellt ist die Änderung des geostrophischen Winds mit der Höhe in vier verschiedenen Lagen von Isohypsen (schwarz durchgezogen) zu Isothermen (rot gestrichelt), des Drucks und warmer und kalter Luftmassen. Erläuterungen im Text. v l : geostrophischer Wind am Boden, v u : geostrophischer Wind in der Höhe. Quelle: Bott (2008) Je gröÿer der Gradient der virtuellen Temperatur ist, desto gröÿer ist die Änderung des geostrophischen Winds mit der Höhe. Die Scherung wird also bei gröÿeren Temperaturgradienten stärker und somit wächst auch die Baroklinität. Aufgrund des groÿen Temperaturgradienten zwischen der Luft über dem Eis und der Luft über dem wärmeren Meer, entstehen in der Nähe der Eiskante oft hochreichende barokline Zonen. Diese bezeichnet man auch als Arktikfront. In Wetterkarten sind barokline Zonen gut mithilfe der äquivalent-potentiellen Temperatur θ e erkennbar, die ein Maÿ für die Temperatur und Feuchte der Luft ist. Die Formel der äquivalent-potentiellen Temperatur lautet nach Hense (2009) mit der potentiellen Temperatur θ θ e = θexp( l 12w 1 c p T )RH θ = T w 1 Rw cp (2.6) ( ) R L p0 cp. (2.7) p Dabei ist T die Temperatur, p 0 der Bodendruck, p der Luftdruck auf einer bestimmten Höhe, R L die Gaskonstante der Luft und R w die Gaskonstante des Wassers. Die spezische Wärme bei konstantem Druck wird mit c p bezeichnet. l 12 ist die spezische latente Wärme beim Übergang des Wassers vom gasförmigen in den üssigen Zustand und w 1 das Mischungsverhältnis des Wasserdampfes. Die relative Feuchte wird mit RH 12

13 2.1 Baroklinität und barokline Instabilität bezeichnet; c p = c p,l + w T c 2, wobei w T das Mischungsverhältnis der trockenen Luft und c 2 die spezische Wärme des üssigen Wassers ist. Geht w 1 gegen 0, nähert sich θ e der potentiellen Temperatur θ an. Herrscht auf Wetterkarten eine Drängung der Isentropen, so ist dies ein Indiz dafür, dass sich in dieser Region trockene, kalte und feuchte, wärmere Luftmassen gegenüberstehen. Der horizontale Temperaturgradient ist in solchen Regionen groÿ und somit auch, wie oben beschrieben, die vertikale Windscherung. Eine Drängung der Isentropen stellt somit eine barokline Zone dar. Forward- und Reverse-shear Baroklinität Ausgehend vom thermischen Wind kann man nun zwei Fälle der Baroklinität, die für die Bildung eines Polartiefs von Bedeutung sind, unterscheiden: zum einen die Forward-shear Baroklinität und zum anderen die Reverse-shear Baroklinität. Forward-shear Baroklinität ist gegeben, wenn in Windrichtung die warme Luft rechts und die kalte Luft links liegt. In Abbildung 2.2 a) ist dies dargestellt. Die durchgezogenen Linien stellen Stromlinien und die gestrichelten Linien Isothermen auf Steuerungsniveau dar. Das Steuerungsniveau ist in der Höhe, wo die Phasengeschwindigkeit der Welle gleich der Windgeschwindigkeit ist. Mit dieser Geschwindigkeit bewegt sich ein Druckgebilde fort, es wird also von dieser Höhe gesteuert. Auÿerdem nimmt im Forward-Shear Fall die Windgeschwindigkeit mit der Höhe zu (s. Abbildung 2.2 a) rechts). Abbildung 2.2: Vergleich zwischen Reverse-shear und Forward-shear Polartiefs. Gestrichelte Linien sind Isothermen, die durchgezogenen stellen Stromlinien dar, beides im Steuerungsniveau (SL). Erläuterungen im Text. Quelle: Businger and Reed (1989) 13

14 2 Theoretische Grundlagen Als erster hat sich Duncan (1978) mit der Reverse-shear Baroklinität eingehender befasst. Er hat den Reverse-shear ow als einheitlichen, horizontalen Fluss beschrieben, in dem der Wind antiparallel zum thermischen Wind weht. Reverse-shear Baroklinität herrscht, wenn die warme Luft in Windrichtung links und die kalte Luft rechts liegt (vgl. Abbildung 2.2 b) ). Wie vorhin anhand der thermischen Windbeziehung (2.5) gesehen, nimmt in diesem Fall der Wind mit der Höhe ab. Durch diesen Aspekt liegt im Reverseshear Fall das Steuerungsniveau des Polartiefs niedriger als beim Forward-shear Fall. Dies kann man erklären, indem man für beide Fälle eine gleichgroÿe Phasengeschwindigkeit der Welle annimmt. Da beim Reverse-shear der Wind mit der Höhe abnimmt, beim Forward-shear Fall dagegen zunimmt, ist die Windgeschwindigkeit, die gleich der Phasengeschwindigkeit ist, im Reverse-shear auf einer geringeren Höhe zu nden. Eine weitere Folgerung aus dem Windprol des Reverse-shear ist, dass in dem Fall die vertikale Windscherung in der Grenzschicht stärker ist. Dadurch wachsen die Oberächenüsse des Impulses, der fühlbaren und latenten Wärme und der Feuchte an (Duncan, 1978). Dies führt schlieÿlich zu einer erhöhten Wahrscheinlichkeit, dass sich ein Polartief bildet. In beiden Fällen entwickelt sich das Polartief dort, wo mit dem thermischen Wind positive Vorticity advehiert wird. In Verbindung mit der ω-gleichung (2.3) erkennt man, dass mit der Höhe zunehmende Vorticityadvektion Hebungsprozesse bedingt Barokline Instabilität Die barokline Instabilität ist eine dynamische Instabilität, die mit einer baroklinen Region verbunden ist. Somit hängen barokline Instabilitäten auch mit der vertikalen Scherung des horiziontalen Winds, also dem thermischen Wind zusammen. Diese vertikale Scherung bedingt aufgrund von Interaktionen zwischen verschiedenen Luftmassen in der Vertikalen groÿräumige Vertikalbewegungen. Daher ist es sinnvoll, barokline Prozesse dreidimensional zu betrachten. Dies geschieht hier anhand des Zweischichtenmodells, das für das Verständnis der baroklinen Prozesse vollkommen ausreicht, angelehnt an die Beschreibung von Bott (2008). Das Zweischichtenmodell basiert auf der quasigeostrophischen Theorie, also auf der Wärmegleichung und der Vorticitygleichung: ( ) t + v g φ h p = σ 0ω R 0 dq c p p dt ( ) t + v g ω h (ζ g + f) = f 0 p (2.8) (2.9) Nun wird die Atmosphäre in zwei gleich groÿe Schichten aufgeteilt, mit der Annahme, dass am Ober- und Unterrand die Vertikalgeschwindigkeiten gleich Null sind (Abbildung 2.3). Durch die Aufteilung in zwei Schichten gibt es nun fünf Niveaus, l = 0,..., 4, auf denen Modellvariablen deniert werden können. Die Vorticitygleichung und die Geopotentiale werden dabei auf den Schichtmitten l = 1, 3 deniert und die Wärmegleichung und Vertikalbewegung auf der Schichtgrenze l = 2. 14

15 2.1 Baroklinität und barokline Instabilität Abbildung 2.3: Denition der Variablen im Zweischichtenmodell. Quelle: Bott (2008) Durch die Addition der Vorticitygleichungen für die Level l = 1, 3 erhält man die mittlere Vorticitygleichung, die auf dem Level l = 2 deniert ist: ζ g,2 1 t 2 [ v g,1 h (ζ g,1 + f) + v g,3 h (ζ g,3 + f)] (2.10) Aus dieser Gleichung geht hervor, dass Änderungen der Vorticity mit der Zeit nur duch Advektion hervorgerufen werden können. Subtrahiert man nun die Vorticitygleichungen für Level l = 1, 3 voneinander, so erhält man mithilfe der Wärmegleichung auf Niveau l = 2 ( ) t + v g,2 h (φ 3 φ 1 ) = σ 0 ω 2 p 2 R 0 c p p die Omegagleichung für das Zweischichtenmodell: ( ) dq dt 2 (2.11) σ 0 2 h 2f 2 0 δp 2 ω 2 = f 0 δp [ v g,3 h (ζ g,1 + f) v g,1 h (ζ g,3 + f)] + R 0 2 p h ( v g,0 h T ) R ( ) 0 2 dq 2 c p p h 2 dt. 2 (2.12) Ist nun die diabatische Zufuhr dq gegeben und das Geopotentialfeld bekannt, so kann dt man mithilfe der relativen Vorticity ζ g und der Omegagleichung die Vertikalbewegung ω 2 ausrechnen. Zum Verständnis sind aber weniger die Lösungen interessant, sondern das Verhalten von Störungen mit der Zeit in einem zonalen, konstanten Grundstrom, deniert in jedem Level, mit ū g,1 = 1 f 0 φ 1 y = U 1 = const (2.13) ū g,3 = 1 f 0 φ 3 y = U 3 = const. (2.14) Daraus kann man den mittleren Wind Ū und den thermischen Wind des Grundzustands U th, als Maÿ der Baroklinität, errechnen: 15

16 2 Theoretische Grundlagen Ū = U 1 + U 3, U th = U 1 U Seien dem Grundstrom nun periodische Störungen des Geopotentials (2.15) φ 1,3 = φ (1,3),0exp[ik x (x ct)] (2.16) überlagert, so erhält man als Lösung die Phasengeschwindigkeit der Störungen: c 1,2 = Ū β(λ2 + k 2 x) k 2 x(2λ 2 + k 2 x) ± δ, mit (2.17) β 2 λ 4 δ = kx(2λ kx) U 2λ 2 kx th und λ = 2λ 2 + kx 2 f 2 0 σ 0 ( p) 2. (2.18) Setzt man jetzt c 1,2 in die Wellenansätze (2.16) ein, so ergeben sich zwei zu unterscheidende Fälle. Ist δ < 0, so ist c 1,2 komplex, wodurch die Amplituden der Störungswellen mit der Zeit anwachsen. Der Zustand ist also instabil. Diese barokline Instabilität ist über δ eine Funktion der statischen Stabilität σ 0, der Wellenlänge der Störung L x = 2π k x und der vertikalen Scherung des horizontalen Winds U th. Daraus kann man zwei Aussagen ableiten: Je gröÿer U th als Maÿ der Baroklinität ist, desto schneller wird, bei sonst gleichbleibenden Bedingungen, eine Welle instabil. Je geringer die statische Stabilität σ 0, desto wahrscheinlicher wird die Destabilisierung von Wellen. Ist nun δ > 0 erhält man Bedingungen, unter denen die Störungswellen stabil bleiben: für jede beliebige Wellenlänge L x bei geg. σ 0 : U th < ( p)2 β σ 2f0 2 0 für jede beliebige Baroklinität U th : L x < π 2 p σ0 f 0 Betrachtet man die erste Bedingung genauer, so erkennt man, dass eine gewisse Baroklinität überschritten werden muss, damit die Störungswellen instabil werden. Dieser Wert ist umso kleiner, desto geringer die statische Stabilität σ 0 ist. Die Störungen werden also schneller instabil. Bei der zweiten Bedingung muss die Entwicklung der statischen Stabilität beachtet werden. Geht σ 0 0, so werden alle Störungen unabhängig von der Wellenlänge instabil (ultraviolette Katastrophe). Die erste Wellenlänge L x bei der Instabilität auftritt bezeichnet man als die kritische Wellenlänge. Bei bekannter Baroklinität und konstantem Rossbyparameter β ist dies: L x = π p f 0 σ0 (2.19) 16

17 2.2 Kaltluftvorstoÿ, Wärme- und Feuchteüsse Abbildung 2.4: Modus barokliner Wellen als Funktion von Wellenlänge und thermischer Wind (Baroklinität). Quelle: Bott (2008) So gibt es also zwei Schwellwerte, ab denen eine Störungswelle instabil werden kann. Abbildung 2.4 veranschaulicht die Bedingungen für barokline Instabilität. Auf den gestrichelten Linien sind σ 0 (Kurve) bzw. β (senkrechte Linie) gleich Null. Sie gehen asymptotisch gegen den instabilen Sektor (B), in dem beide Werte ungleich Null sind, und grenzen diesen von dem Sektor (A), in dem die Wellen stabil sind. Punkt C in Abb. 2.4 und die damit verbundenen Werte U c und L c, kennzeichnen die kritische Wellenlänge und die dazugehörige vertikale Scherung des horizontalen Winds. Bezogen auf das Polartief wurde in einer Studie von Reed and Duncan (1987) untersucht, bei welchen Wellenlängen die Wellen instabil werden. Dabei wurde ein beobachtetes Vertikalwindprol zugrundegelegt. Das Ergebnis waren Wellenlängen von 400 bis 600 km. Im Reverse-shear Fall modellierte Duncan (1978) die Wachsrate von Wellen und fand heraus, dass Wellen mit einer Wellenlänge von etwa 900 km am Instabilsten sind. Dies stimmte mit seinen Beobachtungen überein. 2.2 Kaltluftvorstoÿ, Wärme- und Feuchteüsse Ein Kaltluftvorstoÿ ist eine starke Advektion kalter Luft in wärmere Regionen. Auf die Entstehung von Polartiefs bezogen, versteht man darunter eine Advektion kalter Luft vom Eis oder kälterem Wasser über wärmeres Wasser. Die Luft kann dabei Temperaturen um -20 C und weniger haben und ist somit auch sehr trocken, während das Wasser an der Eiskante Temperaturen um 0 C und in der Nähe der Polarfront um 10 C hat. Durch den groÿen Temperaturunterschied setzen Feuchteüsse und Flüsse fühlbarer Wärme vom Ozean in die Luft ein. Die Luft unter einer arktischen Inversion wird erwärmt, erfährt einen Auftrieb und die statische Stabilität der unteren Luftschichten nimmt ab. 17

18 2 Theoretische Grundlagen Erreicht die erwärmte Luft das Hebungskondensationsniveau (HKN), setzt Konvektion ein und latente Wärme wird freigesetzt (siehe Abb. 2.5). Dies führt zu einer weiteren Erwärmung in höheren Luftschichten (weiterhin unterhalb der Inversion) und zu weiterer Destabilisierung. Mit der Zeit wird die Inversion in der Höhe durch die anhaltende Erwärmung abgebaut, wodurch schlieÿlich hochreichende Konvektion einsetzt. Abbildung 2.5: Ein Kaltluftvorstoÿ vom Eis über relativ warmes Wasser bedingt fühlbare Wärmeüsse vom Ozean in die Luft. Diese erwärmen die unteren Luftschichten, die Luft steigt auf und Konvektion setzt ein. Hier wird deutlich, wie wichtig die arktische Inversion bei der Entwicklung eines Polartiefs ist. Ohne das Bestehen der Inversion wäre die Entstehung eines Polartiefs um einiges unwahrscheinlicher, da die Menge der zu erwärmenden Luft unterhalb der Inversion nicht derart begrenzt wäre. Die Wärmeüsse vom Ozean müssten eine viel dickere Luftschicht erwärmen und somit viel gröÿer sein, um einen ähnlich groÿen Temperaturanstieg zu erreichen und die Inversion abzubauen, damit hohe Konvektion und daraus ein Polartief entstehen kann (Nordeng and Rasmussen, 1992). Die Inversion entsteht unter anderem durch Strahlungsabkühlung an der Oberäche und ist infolgedessen im Herbst und Winter stärker ausgeprägt als im Sommer (Kahl et al., 1996). Dies ist eine Erklärung dafür, dass die Bedingungen zur Entstehung eines Polartiefs im Sommer schwer zu erfüllen sind und somit auch sehr wenige Polartiefs beobachtet werden. Auÿerdem sind in den Sommermonaten die Lufttemperaturen höher und somit der Temperaturunterschied zwischen der Luft und dem Meer nicht ganz so hoch wie in den Wintermonaten oder sogar negativ. Die dadurch geringeren Wärmeüsse reichen nicht aus, um eine Entwicklung eines Polartief auszulösen. Ein Kaltluftvorstoÿ und die einsetzenden Wärme- und Feuchteüsse sind eng mit der Entwicklung eines Polartiefs verbunden und werden vor bzw. während der Entstehung stets beobachtet. Dadurch entstehen zunächst konvektive Wolkenstraÿen, wie man sie auf 18

19 2.3 Potentielle Vorticity Anomalie (PVA) Satellitenbildern öfter beobachten kann ( (A) in Abbildung 2.6). Es wurde aber bereits früh deutlich, dass die Niederschläge von Polartiefs nicht rein durch Zusammenwachsen konvektiver Zellen entstehen, sondern hauptsächlich durch einheitlich aufsteigende Luft (Harrold and Browning, 1969). Aufgrund des Temperaturunterschieds an der Eiskante zwischen dem Meereis und dem Wasser (Arktikfront, (B) in Abbildung 2.6), durch orographische Eekte oder den Durchzug einer synoptisch-skaligen Zyklone entstehen ache barokline Zonen. Dort herrschen entsprechende Bedingungen für einheitliches Aufsteigen der Luft innerhalb des Kaltluftvorstoÿes und den entsprechenden Wärme- und Feuchte- üssen. Abbildung 2.6: NOAA-17-Satellitenbild im IR-Kanal vom 30. Januar 2008, 18:45 UTC. Kaltluftvorstoÿ aus Norden über das Nordmeer. Die konvektiven Wolkenstraÿen sind gut zu erkennen (A), sowie eine barokline Zone mit hochreichender Konvektion südwestlich von Spitzbergen (B). Quelle: Potentielle Vorticity Anomalie (PVA) Die wichtigsten Bedingungen für die Entstehung eines kleinen polaren Wirbels in der unteren Troposphäre wurden beschrieben. Allerdings reichen diese noch nicht aus, damit sich ein intensives Polartief entwickeln kann. Dazu ist neben der Überwindung der arktischen Inversion und hoher Baroklinität am Boden eine Störung in der Höhe wichtig, welche die Bildung eines Polartiefs initialisiert oder ein bereits gebildetes Polartief verstärkt. Bereits Harrold and Browning (1969) und auch Manseld (1974) äuÿerten, dass Störungen in der Höhe eine Rolle bei der Intensivierung eines Polartiefs spielen könnten. Im Laufe der Jahre kam man immer mehr zu der Überzeugung, dass Störungen in der Höhe in der Form von potentiellen Vorticity Anomalien (PVA) einen groÿen Einuss auf die Entwicklung eines Polartiefs haben und sie von PVA in der Höhe gesteuert werden 19

20 2 Theoretische Grundlagen (Montgomery and Farrell (1992) und Nordeng and Rasmussen (1992)). Besonders die Betrachtungsweise nach Hoskins et al. (1985) spielte bei der Erkenntnis eine wichtige Rolle. Diese basiert auf der Gleichung der isentropen potentiellen Vorticity: θ IP V = gη θ (2.20) p Hierbei ist g die Schwerebeschleunigung, η θ die absolute Vorticity auf einer Isentropenäche und θ die potentielle Temperatur. Eine PVA in der Höhe entsteht durch das Eindringen stratosphärischer Luft in die Troposphäre. Da die Luft der Stratosphäre im Vergleich zur Troposphäre sehr stabil geschichtet ist, ist auch die isentrope potentielle Vorticity (die potentielle Vorticity auf Flächen gleicher potentieller Temperatur) deutlich höher. Typische Werte in der Troposphäre für die potentielle Vorticity (IPV) sind Werte unter 1P V U (potentiell vorticity 6 Km2 unit, 1P V U = 10 ), während in der Stratosphäre Werte bis weit über 10P V U kgs herrschen. Diesen Unterschied aufgrund der Stabilität kann man sich mit der Formel der isentropen potentiellen Vorticity (IPV) deutlich machen. Ist nun die Stabilität groÿ, liegt also eine Drängung der Isentropen mit dem Druck vor und θ nimmt mit p stark ab, so ist der Gradient θ stark negativ und die IPV weist p groÿe Werte auf. Auÿerdem ist die isentrope potentielle Vorticity eine Erhaltungsgröÿe bei adiabatischen Prozessen. Dringt also stratosphärische Luft mit hohen IPV-Werten in die obere Troposphäre ein, so bleibt die IPV erhalten und es entsteht eine potentielle Vorticityanomalie in der Troposphäre. Um den Einuss einer PVA in der Höhe auf die Entwicklung und Intensivierung eines Polartiefs zu betrachten, nehmen wir an, dass am Boden bereits eine barokline Zone, wie in Kapitel beschrieben, besteht. Schiebt sich nun eine positive PVA über die existierende barokline Region am Boden, so induziert diese bei genügend groÿer Rossbydeformationshöhe eine zyklonale Rotation am Boden. Voraussetzung dafür ist eine geringe statische Stabilität. Die Rossbydeformationshöhe H gibt an, wie weit das Windfeld einer PVA in die untere Troposphäre durchdingen kann. Sie ist gegeben durch H = fl (2.21) N mit f: Coriolisparameter, L: horizontale Gröÿe der Störung und N: Brunt-Vaisällä- Frequenz. Die Brunt-Vaisällä-Frequenz berechnet sich wie folgt: g dθ N = θ dz. (2.22) Durch dθ ist die Brunt-Vaisällä-Frequenz ein Maÿ für die statische Stabilität. Ist die dz statische Stabilität klein ( dθ klein), so ist auch N klein und somit die Rossbydeformationshöhe H groÿ. Somit können Störungen in der Höhe weiter Richtung Boden durchdringen dz und einen Einuss auf Störungen am Boden ausüben und umgekehrt. Eine sehr geringe statische Stabilität, wie sie bei arktischen Kaltluftvorstöÿen oft anhand der hohen Konvektion zu beobachten ist, erleichtert generell die Entwicklung eines zyklonalen Wirbels in Verbindung mit einer PVA in der Höhe und einer baroklinen Region mit Konvektion am Boden. Ebenso hat der Radius der Störung in der Höhe einen Einuss auf die 20

21 2.3 Potentielle Vorticity Anomalie (PVA) Rossbydeformationshöhe. Ist L groÿ, so ist auch H groÿ und die Anomalie hat einen gröÿeren Einuss auf die untere Troposphäre. Bei kleiner statische Stabilität, während Kaltluftvorstöÿen an der Eiskante, können aber auch schon kleinere PVA mit kleiner horizontalen Ausdehnung L eine Zyklogenese am Boden beeinussen. Die induzierte zyklonale Rotation am Boden formt mithilfe der einsetzenden Warmluftadvektion eine Warmluftanomalie vor der PVA in der Höhe (s. Abb. 2.7 a)). Eine Warmluftanomalie kann als äquivalent zu einer zyklonalen PVA gesehen werden. Wird Warmluft advehiert, so verursacht dies eine Drängung der Isothermen und somit, aufgrund der Abhängigkeit der potentiellen Temperatur von der Temperatur (Gleichung 2.7), auch eine Drängung von Isentropen. Es liegt also ein Gradient potentieller Temperatur vor und es wird positive potentielle Vorticity erzeugt. Die Warmluftanomalie induziert eine eigene zyklonale Rotation, die sich zur bereits bestehenden Rotation hinzuaddiert, etwas vor der Höhenstörung. Abbildung 2.7: a) Die PVA in der Höhe induziert eine zyklonale Rotation am Boden. Dadurch setzt Warmluftadvektion ein und eine Warmluftanomalie entsteht. b) Diese induziert wiederum eine zyklonale Rotation am Boden etwas vor der PVA in der Höhe, die schlieÿlich die Rotation in der Höhe verstärkt. Quelle: Hoskins et al. (1985) Die Rotation am Boden verstärkt nun wiederum die Rotation in der Höhe (s. Abb. 2.7 b) ). Zum einen, wie zuvor die obere PVA die untere induziert hat und zum anderen durch die Advektion von Luft mit höheren IPV-Werten aus Norden nach Süden. Da die Anomalie am Boden vor der in der Höhe liegt, hat diese stets einen positiven Einuss auf die obere. Es entsteht eine Phasenabhängigkeit der beiden Anomalien, die die gegenseitige Verstärkung begünstigt. Feuchteprozesse verstärken die Entwicklung am Boden zusätzlich. Unter der PVA steigt in der Region kleiner statische Stabilität die Luft auf. Sobald sie das HKN erreicht, kondensiert sie und verringert durch die Abgabe latenter Wärme weiter die statische Stabilität. Dies hat eine gröÿere Rossbydeformationshöhe zur Folge, wodurch die PVA wiederum eine gröÿere Fernwirkung hat und weiter Richtung Boden durchdringen kann. Somit trägt die PVA in der Höhe direkt zur Entwicklung des Polartiefs bei. 21

22 2 Theoretische Grundlagen 2.4 Das Polartief Ein Polartief entsteht als Folge von verschiedenen Prozessen in der unteren und oberen Troposphäre. Durch einen Kaltluftvorstoÿ über relativ warmes Wasser entsteht eine barokline Region und fühlbare und latente Wärmeüsse setzen ein. Die unteren Luftschichten werden erwärmt, dadurch labilisiert und die arktische Inversion langsam abgebaut. Durch die gesunkene statische Stabilität erhöht sich die Rossbydeformationshöhe und dadurch die Fernwirkung einer PVA, die sich in der Höhe über die barokline Zone mit Konvektion am Boden bewegt. Eine zyklonale Rotation wird induziert und somit letztendlich die Entwicklung und Intensivierung eines Polartiefs initiiert. Nachdem die theoretischen Grundlagen gelegt wurden, wird nun näher auf das Polartief eingegangen. Zunächst werden zwei Theorien vorgestellt, die die Wirkungsweise der Wärme- und Feuchteüsse bei der Entwicklung eines Polartiefs beschreiben sollen. Danach wird auf Prozesse in der Reifephase eingegangen und Gründe für den Zerfall eines Polartiefs aufgeführt. Geschlossen wird das Kapitel mit der Unterscheidung zwischen den beiden Erscheinungsformen eines Polartiefs, den Spiralen und den Kommawolken Conditional Instability of the Second Kindund Wind Induced Surface Heat Exchange Über die Wirkungsweise der Wärme- und Feuchteüsse auf die Entwicklung eines Polartiefs wurden im Laufe der Jahre zwei Theorien aufgestellt. Zum einen die Theorie der Conditional Instability of the Second Kind(CISK) von Charney and Eliassen (1964) und zum anderen die Wind Induced Surface Heat Exchange-Theorie (WISHE) von Emanuel (1986). Beide Theorien basieren auf der Annahme, dass sich das Polartief im hydrostatischen und geostrophischen Gleichgewicht entwickelt. Da zwischen den beiden Theorien mit verfügbaren Beobachtungen schwer zu unterscheiden ist, bestehen diese bereits mehr als 20 Jahre parallel. Zusätzlich kommt erschwerend hinzu, dass Wirkung und Ursache auch schwer dierenzierbar sind (Craig and Gray, 1996). In diesem Kapitel werden die beiden Theorien vorgestellt. CISK Die Conditional Instability of the Second Kinderachtet die Reibung als energieproduzierenden Mechanismus und die Interaktion von einzelnen konvektiven Zellen mit der groÿskaligen Bewegung als entscheidenden Faktor. Es wird angenommen, dass die Atmosphäre in einem bedingt instabilen Zustand ist und sich im hydrostatischen und geostrophischen Gleichgewicht bendet. Eine wichtige Voraussetzung für die CISK-Theorie ist die Existenz von CAPE (Convective Available Potential Energy), damit die Luft nach Erreichen des Level of free Convection (LFC, Höhe der freien Konvektion) weiter aufsteigen kann (Rasmussen and Turner, 2003). CAPE ist deniert als das Integral über die Schicht positiven Auftriebs, ergo zwischen dem Level of free convection (LFC) und dem Level of neutral bouyancy (LNB). Als indirekte Antriebskraft wird bei der CISK die Reibung am Boden erachtet (Charney and Eliassen, 1964). Diese spielt dabei zwei Rollen: 22

23 2.4 Das Polartief Abbildung 2.8: Gegenüberstellung von CISK und WISHE. Die Unterschiede sind durch die roten Boxen gekennzeichnet. nach Rasmussen and Turner (2003) die Reibung baut kinetische Energie ab und fügt dem System durch die erzeugte Konvergenz und der Feuchte- und Wärmeüsse latente Wärme zu. Im Entwicklungsstadium des Polartiefs fügt die Reibung aufgrund der kleinen tangentialen Geschwindigkeitskomponente dem System durch die Konvergenz mehr Energie zu, als sie abbaut. Durch die Konvergenz wird die Luft in die Höhe gepumpt(ekmanpumpen), es entsteht Konvektion und durch die Kondensation des Wassers wird latente Wärme freigesetzt (vgl. Abbildung 2.8). Dieser Energie- und Wärmegewinn trägt zur Entstehung eines warmen Kerns bei (Rasmussen and Turner, 2003). Durch die weiter aufsteigende Luft in der Cumuluskonvektion kommt es in der Höhe schlieÿlich zur Divergenz und somit zu einem Druckabfall am Boden. Dies verstärkt wiederum die Konvergenz am Boden und die zyklonale Vorticity, das System gewinnt an Intensität. WISHE Die Theorie der Wind Induced Surface Heat Exchangeberuht auf der Annahme, dass sich die Stürme allein durch selbstinduzierte Flüsse vom Meer in die Luft in einer neutralen Atmosphäre entwickeln und erhalten (Emanuel, 1986). Die Existenz von CAPE ist in diesem Fall nicht notwendig, ein kleines CAPE ist mit der Theorie aber auch nicht inkonsistent (Rasmussen and Turner, 2003). Bei einsetzender Entwicklung eines Polartiefs erhöht sich die Konvergenz am Boden und damit die Feuchte- und Wärmeüsse vom Ozean in die Luft. Den gröÿten Wert nehmen die Flüsse in der Nähe des Zentrums an, wo die Winde am stärksten werden. Durch Turbulenz und Konvektion werden fühlbare 23

24 2 Theoretische Grundlagen und latente Wärme schlieÿlich in die Höhe transportiert und tragen so zur Entstehung eines warmen Kerns bei (vgl. mit Abbildung 2.8). Durch das Aufsteigen der Luft kommt es in der Höhe zur Divergenz und somit am Boden zu einem Druckabfall, was wiederum in erhöhter Konvergenz am Boden mündet. Anhand der schematischen Darstellung (Abb. 2.8) lassen sich die beiden Theorien zumindest schematisch unterscheiden. Die verschiedenen Theorien dierenzieren sich bezüglich der Wirkungsweise der Wärmeüsse (rote Boxen in Abb. 2.8). Während bei CISK dem System durch Reibung und latente Wärme Energie zugeführt wird, geschieht dies bei WISHE durch die von starkem Wind induzierten turbulenten Wärmeüsse. Zunächst wurden diese Theorien für die Entwicklung eines tropischen Sturms aufgestellt, aber später auch auf Polartiefs übertragen (Rasmussen and Turner, 2003). So untersuchte Rasmussen (1979) ein Polartief als eine auÿertropische CISK-Störung und Craig and Gray (1996) beantworteten die Frage, ob CISK oder WISHE zur Intensivierung beiträgt, mithilfe einer Untersuchung der Oberächenüsse (Wärme, Feuchte, Impuls). Dabei stellten sie eine Abhängigkeit der Intensivierungsrate eines Sturms von den Feuchte- und Wärmeüssen fest, aber nicht vom Impulsuss, was inkonsistent mit der CISK-Theorie ist und dem mit ihr verbundenen Reibungsantrieb. Laut Emanuel and Rotunno (1989) muss für die Intensivierung bereits eine anfängliche Störung vorhanden sein, z.b. durch barokline Instabilitäten, was gegen die CISK-Theorie spricht, aber nicht gegen WISHE. Trotz vieler Studien (z.b. Rasmussen (1979), Craig and Gray (1996)) ist noch immer umstritten, welche Theorie nun zu der Entwicklung eines Polartiefs beiträgt. Heute sind die theoretischen Betrachtungen mehr von dem Problem CISK gegen WIS- HEabgewichen und untersuchen mehr, welchen Eekt das Erwärmen im Allgemeinen auf die Entwicklung von Polartiefs hat (Rasmussen and Turner, 2003) Prozesse in der Reifephase Ein Polartief ist ein rein maritimes Phänomen, was die Wichtigkeit der Wärmeüsse vom Ozean in die Luft unterstreicht (Linders and Saetra, 2010). Besonders bei der Erhaltung eines Polartiefs sind diese Wärmeüsse wichtig. Dies sieht man spätestens, wenn das Polartief Land erreicht und zerfällt, da es von der Energiequelle abgeschnitten wird. Zunächst vermutete man, dass thermische Prozesse vor allem in der Entwicklung eine entscheidende Rolle spielen, doch inzwischen ist man der Auassung, dass im Anfangsstadium die Baroklinität wichtiger ist und die Wärmeüsse gegenüber der Baroklinität im Reifestadium an Bedeutung gewinnt (Montgomery and Farrell (1992), Yanase and Niino (2007)). Zur Erhaltung eines Polartiefs werden also die fühlbaren und latenten Wärmeüsse relativ zur Baroklinität wichtiger als bei der Entwicklung. Der fühlbare Wärmeuss transportiert Wärme und Feuchte vom Ozean in die Luft darüber. Die Freisetzung latenter Wärme bei Kondensation des Wassers erwärmt die Luft weiter. Es ndet also ein Energietransport vom Wasser in die Luft statt, wodurch das Polartief am Leben erhalten 24

25 2.4 Das Polartief bleibt. Auch Emanuel and Rotunno (1989) erachten die Wärmeüsse für einen Groÿteil des Energiebudgets eines Polartiefs verantwortlich. Ob bei der Erhaltung eines Polartiefs und der verbundenen Wärme- und Feuchteüsse, und somit dem Energiereservoir, CAPE einen signikanten Einuss hat, haben Linders and Saetra (2010) untersucht. Um die Bedeutung von CAPE zu untersuchen, haben Linders and Saetra (2010) sie mit den Wärmeüssen an der Oberäche verglichen. Dabei wurde die Zeit berechnet, die der Wärmeuss vom Ozean in die Luft benötigt, um zur CAPE beizutragen. Sie fanden heraus, dass die beobachteten CAPE-Werte nur über einen sehr kurzen Zeitraum (< 1h) äquivalent zu den Energietransfers vom Ozean in die Luft sind. Die Freisetzung von Energie der Wärmeüsse durch CAPE über eine Stunde oder weniger nimmt also keinen bedeutenden Einuss auf das Energiebudget eines Polartiefs (Linders and Saetra, 2010). Entscheidend sind somit die, unabhängig von vorhandenem CAPE, auftretenden Wärmeund Feuchteüsse vom Ozean in die Luft und der Energiegewinn aus der Freisetzung latenter Wärme bei der Konvektion der erwärmten, aufsteigenden Luft (Nordeng and Rasmussen, 1992). Zusammen mit der Voraussetzung der Existenz von CAPE, spricht dies gegen diese CISK-Theorie. Daher wird vermutet, dass die WISHE-Theorie die Vorgänge bei der Entwicklung eines Polartiefs besser bschreibt Gründe für den Zerfall Trit ein Polartief auf Land, so wird es von der Energiequelle, dem Ozean, abgeschnitten, verliert an Intensität und zerfällt ( (2010), Nordeng and Rasmussen (1992)). Aber auch andere Faktoren können für den Zerfall eines Polartiefs verantworlich sein. Die Beeinussung durch ein nahes synoptisches Tiefdruckgebiet kann der Entwicklung und/oder dem Erhalt eines Polartiefs entgegenwirken. Erreicht ein Polartief Land, so verlangsamt sich die Bewegung des Tiefs durch die erhöhte Reibung. Ein weiterer Eekt der Reibung ist, dass der Wind schwächer wird, weiter in Richtung des Tiefzentrums eindreht und das Tief dadurch aufgefüllt wird. Ohne die Energie aus den fühlbaren Wärmeüssen erwärmt sich die bodennahe Luft nicht mehr und als Folge lässt die Konvektion nach. Die verstärkte Konvergenz am Boden kann diese Entwicklung nicht kompensieren und unterstützt zusätzlich das Auüllen des Polartiefs. Bewegt sich ein Polartief in das Einussgebiet eines synoptischen Tiefs, so bewirken groÿskalige Strömungen mit vertikaler Scherung den Zerfall des Polartiefs. Durch die externe Strömung werden die internen Strömungsmuster gestört und die ursprüngliche Struktur des Polartiefs kann nicht mehr erhalten bleiben. Dies kann man sich anhand eines Polartiefs vom 31. Januar 2008 im Nordmeer verdeutlichen. Es entstand südlich von Spitzbergen und bewegte sich nach Südosten in Richtung der norwegischen Küste. Gleichzeitig bewegte sich ein synoptisches Tief aus Südwesten Richtung Norwegen. In Abbildung 2.9 (a) erkennt man das Polartief südlich von Spitzbergen (A). Auÿerdem sieht man bei (B) bereits ein ausgedehntes Wolkenband, das zu dem groÿskaligen Tiefdruckgebiet gehört. Im weiteren Verlauf bewegen sich die beiden Systeme aufeinander zu. Das Polartief verlagert sich weiter nach Südosten, während das 25

26 2 Theoretische Grundlagen Zentrum des synoptischen Tiefs nördlich von Schottland liegt. Die dazugehörigen Wolkenbänder liegen weit nördlich über dem Nordmeer und der Küste Norwegens ((C) in Abb. 2.9 (b)). Bereits zu diesem Zeitpunkt hat das Tief nördlich von Schottland einen negativen Einuss auf das Polartief und beeinusst die groÿskaligen Strömungsmuster. Etwa acht Stunden später erkennt man dies auch auf dem Satellitenbild (Abb. 2.9 (c)). Die Spiralform des Polartiefs, die vorher bestand, hat sich aufgelöst und es zeigt sich eine sehr zerfaserte Wolkenstruktur (D), was für den Zerfall des Polartiefs spricht. (a) NOAA-18: , 05:42 UTC. (b) NOAA-17: , 11:51 UTC. (c) NOAA-17: , 20:01 UTC. Abbildung 2.9: Satellitenbilder im IR-Kanal vom Man erkennt gut den Ein- uss eines synoptischen Tiefs, das südlich des Polartiefs liegt. Sobald das Polartief in den Einussbereich des Tiefs kommt, verliert es seine Struktur und zerfällt. Quelle: Weiterhin können vertikale Windscherungen, wie sie auch bei der Wechselwirkung mit synoptischen Tiefdruckgebieten vorzunden sind, die Strömungsverhältnisse eines Polartiefs abschwächen. Erreicht das Polartief zum Beispiel eine Region, in der sich ein Jetstream bendet, so kann dadurch eine vertikale Scherung des Polartiefs erfolgend und dieses empndlich in der Entwicklung gestört werden. Die Struktur zerfällt und damit auch das Polartief Unterschiede zwischen Spiralen und Kommawolken In diesem Kapitel werden zwei Erscheinungsformen von Polartiefs und deren Unterschiede betrachtet, die Spiralen und die Kommawolken. Diese beiden Hauptformen sind nach der Struktur der Wolken benannt. Die Spiralen ähneln somit in ihrer Gestalt den tropischen Wirbelstürmen (weshalb sie auch arktische Hurrikane genannt werden), sind aber wesentlich kleinskaliger. Die Kommawolken nehmen, entsprechend ihres Namens, die Gestalt eines Kommas an. Allerdings unterscheiden sich diese beiden Typen nicht nur in der Wolkenform, sondern auch bzgl. des Entstehungsgebiets und der dominanteren Prozesse. 26

27 2.4 Das Polartief Entwicklung und Entstehungsgebiet Spiralen entstehen nahe der Eiskante und Arkitkfronten während eines Kaltluftvorstoÿes vom Eis über das wärmere Wasser. Es setzen Feuchte- und Wärmeüsse vom Ozean in die Luft ein, es kommt zur Konvektion und eine barokline Region entsteht oder intensiviert sich. Mit Einuss aus der Höhe in Form einer PVA entwickelt sich schlieÿlich das Polartief. Eine Kommawolke entsteht dagegen hinter einem synoptischen Tief an der linken Austrittsregion eines Jetstreaks innerhalb eines Höhentrogs. Der Höhentrog ist in dem Fall durch zwei Vorticitymaxima charakterisiert. Während das erste hinter der Kaltfront oder der Okklusion des synoptischen Tiefs liegt, bendet sich das zweite weiter stromaufwärts (vgl. Abb a)). Durch die Baroklinität und die Kaltluftadvektion hinter dem groÿskaligen Tiefdruckgebiet kommt es zu verbreiteter Cumuluskonvektion im Trog und vor dem zweiten Vorticitymaximum, da positive Vorticityadvektion Hebung erzeugt (Reed and Blier (1986a); vgl. auch Abb (a)). Aufgrund der Cumuluskonvektion und der damit verbundenen Abgabe latenter Wärme an die Luft verringert sich die statische Stabilität und die Wirkung der PVA in der Höhe wird verstärkt (s. Gleichung 2.21). Abbildung 2.10: Die Entwicklung einer Kommawolke. Durchgezogene Linien zeigen die Isohypsen auf 500hPa, gestrichelte Linien die Isobaren am Boden. (a) Entstehungsphase: Entwicklung in einem Trog vor dem zweiten Vorticitymaximum. (b) Intensivierungsphase: Organisation der Konvektion und Entwicklung eines Bodentiefs. (c) Reifephase: Die Kommawolke erreicht volle Stärke. Quelle: Reed and Blier (1986a) In der weiteren Entwicklung bildet sich auch am Boden ein Trog aus (L in Abb. 2.10) b)). Dieser liegt unter dem Kommakopf der sich bildenden Kommawolke. Die Entwicklung ndet im Bereich positiver Vorticityadvektion statt, also wie oben schon erwähnt vor dem Vorticitymaximum. Durch diesen Hebungsantrieb entsteht hochreichende Konvektion, die sich, aufgrund der höheren Windgeschwindigkeiten in der Höhe der Polarfront und somit gröÿerer Zentrifugalkraft, in Form eines Kommas organisiert. Im Kommaschwanz bildet sich achere Konvektion, als im Kopf. Die Grenze zwischen acherer und höherer Konvektion bildet der Jetstream (Abb (b)). Die durch den Jet advehierte trockene Luft (Dry Intrusion) verhindert eine höher reichende Konvektion. Entstehende Kaltluft- 27

28 2 Theoretische Grundlagen und Warmluftadvektion verstärkt die Intensivierung aufgrund daraus resultierender gröÿerer Wärmeüsse vom Ozean in die Luft. Die Wolken breiten sich in die stabile, kalte Luft hin aus, wodurch letztendlich nur der Kommaschwanz nennenswert baroklin ist (Reed and Blier, 1986b). Ist die Reifephase erreicht, so liegt die Kommawolke auf der Vorderseite des Trogs und hat die volle Stärke erreicht (vlg. Abb c)), genau wie das Bodentief unter dem Kommakopf. Die hohen Wolken im Kommakopf und im Kommaschwanz nördlich des Jetstreams sind im Innern des Kommas stratiform und in Richtung der Jetachse konvektiv. Die Altostratuswolken entstehen aus älteren konvektiven Wolken. Die unorganisierte Konvektion ist auf die Region hinter der Kommawolke begrenzt. Niederschlag Durch die unterschiedlichen Entstehungsgebiete der beiden Erscheinungsformen resultieren auch Unterschiede in den Temperaturen und somit bei der Art der Niederschläge. Da Kommawolken weiter südlich entstehen, erfolgt der Niederschlag in Form von Regen und wegen der Art der Bewölkung unter anderem auch stratiform. Schauer und auch Gewitter mit Hagel treten in der Nähe des Kommaschwanzes auf, der überwiegend aus konvektiver Bewölkung besteht (Reed and Blier, 1986b). Bei spiralförmigen Polartiefs weiter nördlich ist der Niederschlag überwiegend konvektiv. Der Durchzug solcher Systeme wird von Regen- und Schneeschauern begleitet. Wolkenstruktur Eine Studie von Yanase and Niino (2007) zeigt Gründe für die unterschiedliche Wolkenform auf. Yanase and Niino (2007) haben in einem nicht-hydrostatischen Modell einen anfänglichen achsensymmetrischen Wirbel unter verschieden hohen Baroklinitäten untersucht. So wurden sieben verschiedene Läufe gemacht, von einem Lauf ohne Baroklinität bis einem mit hoher Baroklinität. Dabei legten sie Werte der vertikalen Windscherung von 0s 1 bis s 1 um den Mittelwert von s 1 zugrunde, der von Forbes and Lottes (1985) berechnet wurde. Ein Ergebnis der Studie war, dass die Läufe ohne Baroklinität eine groÿe Abhängigkeit vom anfänglichen Wirbel zeigten und dass die Reibung am Boden durch den Feuchteund Wärmetransport ins Zentrum des Wirbels wichtig für die Entstehung von Konvektion war. Diese Wirbel nahmen eine spiralförmige Wolkenstruktur an, mit einem wolkenfreien Auge im Zentrum (vgl. Abbildung 2.11 a)). Zudem wurde in der Studie gezeigt, dass ohne Baroklinität eine hohe Sensitivität zur durchschnittlichen Temperatur besteht. Wurde die Temperatur herabgesetzt, so stieg die Intensivierungsrate an. Dieser Eekt wurde mit steigender Baroklinität kleiner. Bei hoher Baroklinität zeigte sich auf der Meso-α-Skala die Struktur einer baroklinen, instabilen Welle und auf der Meso-β-Skala nahm der Wirbel eine kommaförmige Struktur an (s. Abbildung 2.11 b)). Die Kommaform wurde durch die Erwärmung durch Kondensation bedingt. Merkmale waren ein Aufstiegsbereich im schmalen Wolkenband im Nordosten und Osten des Wirbelzentrums, eine aufrechte Trogachse und ein warmer Kern nahe des Zentrums. Die Gröÿe des Wirbels war dabei wesentlich kleiner als die der 28

29 2.5 Der warme Kern Abbildung 2.11: Vertikal integrierter Wassergehalt der Atmosphäre [ kg m 2 ] und Bodendruck [hpa] für die Kontrollläufe M0 ohne Baroklinität und M3 mit hoher Baroklinität nach 30 Stunden. Quelle: Yanase and Niino (2007) Welle. Die Entwicklung scheint durch die barokline Welle kontrolliert zu werden. Spiralen entstanden also bei geringerer Baroklinität und wurden bei niedrigeren Temperaturen intensiver, während sich Kommawolken bei hoher Baroklinität in baroklinen Wellen entwickelten und aufgrund der groÿen vertikalen Windscherung nicht zu nahezu symmetrischen Wirbeln schlieÿen konnten. Diese Ergebnisse stimmen sehr gut mit den Beobachtungen überein. 2.5 Der warme Kern Ein wesentliches Merkmal eines Polartiefs in der Reifephase ist die Ausbildung eines warmen Kerns, der durch wärmere Temperaturen gegenüber der Umgebung ausgezeichnet ist. Dies kann schlieÿlich zu der Bildung eines wolkenfreien Auges wie bei einem Hurrikan führen (siehe Abb. 2.12). Um die Entstehung eines warmen Kerns zu erklären, wurden Theorien entwickelt, die den Prozess beschreiben. Wie bei Hurrikanen kann das Auge durch absinkende Luft im Zentrum des Tiefs entstehen (Brümmer et al., 2009). Weiter kann die Konvektion durch die Freisetzung latenter Wärme zur Bildung eines warmen Kerns beitragen. Durch groÿe Oberächenwinde und daraus resultierende groÿe Wärme- üsse wird mehr Wärme durch erwärmte Luft und einsetzende Konvektion um den Kern herum in die Höhe transportiert ( 2011). Es gibt verschiedene Modelle, um die Entstehung eines warmen Kerns zu beschreiben. Hier wird ein konzeptionelles Modell vorgestellt, das anschlieÿend anhand eines hydrostatischen Modells näher erklärt wird. Beide Ansätze wurden von Anthes (1982) 29

30 2 Theoretische Grundlagen Abbildung 2.12: , UTC: NOAA-18-Satellitenbild eines Polartiefs mit entwickeltem Auge. Quelle: (2010) für tropische Wirbelstürme beschrieben. Diese Mechanismen sind aber ähnlich zu der Entstehung eines warmen Kerns bei Polartiefs (Yanase et al., 2004) Das konzeptionelle Modell Bei der Entstehung eines Polartiefs spielt Konvektion mit der Freisetzung latenter Wärme eine wichtige Rolle. Durch die Konvektion steigt Luft von den unteren Schichten der Troposphäre in höhere Höhen auf. Dies führt in der Höhe zu einem Druckanstieg und zu einer Divergenz in der Horizontalen und somit auch zu Konvergenz neben den Gebieten der Konvektion/des Aufsteigens der Luft (siehe Abb. 2.13). Die Konvergenz in der Höhe führt nun zu Absinkbewegungen nahe der Konvektion. Dabei wird die Luft adiabatisch und zusätzlich durch die Kompression erwärmt. Infolgedessen entsteht eine positive Auftriebskraft, die der Druckgradientkraft entgegenwirkt und die Absinkbewegungen abschwächt. Erreicht die Auftriebskraft die gleiche Stärke wie die Druckgradientkraft, wird ein stationärer Zustand erreicht, in dem nur noch vernachlässigbar kleine vertikale Bewegungen mehr stattnden. Der warme Kern entsteht in diesem Zusammenhang also zum einen durch die Freisetzung latenter Wärme bei der Konvektion und zum anderen durch die adiabatische Erwärmung der Luft beim Absinken im Kern der Zyklone. Um die Dynamik dieses Prozesses besser zu verstehen, werden die Prozesse im hydrostatischen Gleichgewicht betrachtet Das hydrostatische Modell Zur genaueren Betrachtung empehlt sich das hydrostatische Modell. Hier wird von einer latenten Heizquelle, in diesem Fall die Konvektion, ausgegangen. Diese latente Erwärmung erzeugt in der Höhe eine horizontale positive Druckänderung und eine negative in den unteren Schichten unter der Heizquelle. Dies kann anhand der Druckgleichung für ein ideales Gas gezeigt werden, die mithilfe der Kontinuitätsgleichung gewonnen wird. 30

31 2.5 Der warme Kern Abbildung 2.13: Darstellung der Luftströme bei Entstehung eines Auges. (2011) Quelle: dp dt = c ( ) p p c cp v + 1 (l 12 + l 13 (J s + F R )) (2.23) v c v mit J s als Divergenz fühlbarer Wärmeüsse und F R als Divergenz der Strahlungsussdichte. l 12 bzw. l 13 ist die spezische latente Wärme, die bei Kondensation und Verdunstung bzw. bei Sublimation von Eis freigesetzt wird. Aus der Gleichung wird ersichtlich, dass sich der Druck in einem Luftpaket durch Divergenz und Erwärmung ändert. Abbildung 2.14: Eine horizontal homogene Schicht dehnt sich aufgrund von Erwärmung aus. Quelle: Rasmussen and Turner (2003) Wird das Luftpaket bei konstantem Volumen erwärmt, so entstehen an dessen Rändern Druckgradientkräfte, die eine Ausdehnung des Luftpakets bewirken (vgl. Abb. 2.14). Dadurch verringert sich die Dichte, das Paket erfährt einen Auftrieb und steigt auf. Dies führt wiederum zu einer Druckgradientkraft von der Umgebung auf das Luftpaket pu = z 31

32 2 Theoretische Grundlagen ρg mit p u dem Druck der Umgebung vor der Erwärmung, bis Druckgradientkraft und Auftrieb im Gleichgewicht sind (Rasmussen and Turner, 2003) und somit der Aufstieg abgebremst wird. Geht man von einer vertikal begrenzten und horizontal homogenen Heizquelle in einer stabil geschichteten Atmosphäre aus, so werden die Luftschichten unterhalb der Quelle nicht davon beeinusst und somit auch nicht durch den Einuss des Erwärmens advehiert. Die Schichten über der Heizquelle erfahren dagegen einen einheitlichen Auftrieb und dadurch einen Anstieg der Dichte und des Drucks, wobei die Temperatur der Schichten über der Heizquelle erhalten bleiben (Bannon, 1995). Die gröÿte Druckänderung p max entsteht am oberen Rand der Heizquelle. Durch diesen Umstand hat eine Heizquelle in der unteren Troposphäre einen Einuss auf die gesamte Atmosphäre darüber. Wie stark dieser Eekt ist, hängt von der Dichteskalenhöhe H s = RT ab. Diese gibt an, in welcher Entfernung (vertikal) der Einuss der Erwärmung auf g die Druckänderung 1 e p max abgefallen ist (siehe Abb. 2.15). Ist die Höhe der Heizquelle im Vergleich zu H s klein, so ist der Einuss der Erwärmung klein und die induzierte Druckstörung nahe null (Bannon, 1995). Abbildung 2.15: Darstellung der Dichteskalenhöhe in Verbindung zu erwärmten Schicht und der damit verbundenen Druckanomalie p. Quelle: Rasmussen and Turner (2003) Durch die Erwärmung und das Aufsteigen der erwärmten Luft ändert sich auch die Verteilung der potentiellen Temperatur (2.7) mit der Höhe. In der erwärmten Schicht nimmt sie während der Anpassung an das Gleichgewicht ab, darunter bleibt sie erhalten und über der erwärmten Schicht erfährt θ einen mit der Höhe ansteigenden Abfall. Dadurch kommt es unter der Schicht zu einer Zunahme der potentiellen Vorticity und darüber zu einer stärkeren Abnahme. Anschaulich wird anhand der bereits vorgestellten isentropen potentiellen Vorticity (Gleichung 2.20). In dem beschriebenen Prol der potentiellen Temperatur ist der Gradient θ unterhalb z der erwärmten Schicht positiv und darüber negativ. Somit nimmt über der Heizquelle die potentielle Vorticity stärker ab, als sie darunter zunimmt. Über der Quelle entsteht also zyklonale potentielle Vorticity und darunter antizyklonale. 32

33 2.5 Der warme Kern Im weiteren Verlauf entsteht in der Höhe aufgrund des wachsenden Drucks Divergenz und unter der erwärmten Schicht, die hier als Freisetzung latenter Wärme durch Konvektion angesehen wird, wegen des geringeren Drucks Konvergenz. Da die Masse erhalten bleiben muss, sinkt die Luft neben der Region des Aufsteigens wieder ab. Dort kommt es in der Höhe also zur Konvergenz der Luft und in den unteren Schichten zur Divergenz neben der Konvektion. Während des Absinkens erfährt die Luft eine adiabatische Erwärmung, was zusätzlich zu der Freisetzung der latenten Wärme zur Entstehung des warmen Kerns führt (Anthes, 1982). Da die polare Luft nicht so viel Feuchte aufnehmen kann wie die warme tropische Luft, fällt der Temperaturunterschied zwischen der Umgebung und dem Kern recht gering aus. Steigt die Luft in der Region der Konvektion auf und das Wasser darin kondensiert, nimmt die Temperatur entlang einer Feuchtadiabate ab, solange noch Feuchte in der Luft enthalten ist, danach kühlt die Luft trockenadiabatisch ab. Beim Absinken erwärmt sich die Luft auch trockenadiabatisch. Aufgrund des geringen Feuchtegehalts der kalten Luft, beträgt der Temperaturunterschied zwischen der Luft im warmen Kern und der in der Umgebung letztendlich zwischen 3 5K (Shapiro et al. (1987); Yanase et al. (2004)). Um einen warmen Kern in Modellläufen zu erkennen wird, unter anderem die Verteilung der potentiellen Vorticity und Omega untersucht. Aus der Vorticitygleichung (2.2) geht hervor, dass Änderungen der Vorticity Vertikalbewegungen hervorrufen. Diese werden anhand von Omega (siehe Gleichung (2.3)) betrachtet Vertikaler Aufbau In den vergangenen 25 Jahren wurde der warme Kern von Polartiefs bereits untersucht. Dabei wurden durch Radiosonden und Flugzeugmessungen Vertikalschnitte erstellt, die den vertikalen Aufbau des warmen Kerns wiedergeben. Um später die durchgeführten Simulationen bezüglich des warmen Kerns bewerten zu können, wird in diesem Kapitel der Aufbau des Kerns betrachtet. Shapiro et al. (1987) haben ein Polartief vom 26. bis 27. Februar 1984 über dem Nordmeer untersucht. Bei Betrachtung der potentiellen Temperatur im Vertikalschnitt (Abb a)) erkennt man zwei stabile Schichten, die den warmen Kern von der Umgebung trennt. Dabei fällt auf, dass die Schicht im Süden mit ungefähr 2,5km dicker war als die nördiche mit 1km und somit auch weitaus stärker geneigt ist. Dieser Unterschied wurde auch später von Douglas et al. (1995) bei der Untersuchung eines Polartiefs am 17. und 18. März 1989 über dem Nordmeer und von Yanase et al. (2004) bei der Untersuchung eines Polartiefs am 21. Januar 1997 über dem japanischen Meer (s. Abb. 2.17) beobachtet. In dem Gebiet der gröÿten Instabilität entsteht dann auch das Maximum der Vertikalgeschwindigkeit und weiter in der Höhe ein Maximum des horizontalen Winds (s. Abb b)). In Abbildung (2.17 a)) erkennt man zusätzlich, dass im Bereich der Drängung der Isentropen beidseits des warmen Kerns ein Maximum der Vorticity auftritt. Die Maxima korrespondieren mit der Position der spiralen Wolkenbänder (Yanase et al., 2004). Bei der Untersuchung der Vertikalbewegungen fanden Yanase et al. (2004) heraus, dass die Maxima ebenfalls im Bereich der spiralen Wolkenbändern liegen. Das Minimum der Vertikalgeschwindigkeit liegt innerhalb des Kerns, auf gleicher Höhe mit den Maxima 33

34 2 Theoretische Grundlagen (a) (b) Abbildung 2.16: Vertikalschnitt a) der potentiellen Temperatur (gestrichelte Linien) und der Vertikalgeschwindigkeit und b) der Windgeschwindigkeit (dick gestrichelt) parallel zum Querschnitt des Polartiefs vom 26. Februar Quelle: Shapiro et al. (1987) (vgl. Abb b)). Abbildung 2.17: Vertikalschnitte a) der potentiellen Temperatur [K] (durchgezogene Linien) mit Vorticity [10 3 s 1 ] (gestrichelte Linien) und b) der Vertikalgeschwindigkeit [ m ] des Polartiefs vom 21. Januar Quelle: Yanase s et al. (2004) Betrachtet man nun den Vertikalschnitt der äquivalent-potentiellen Temperatur (Abb. 34

35 2.5 Der warme Kern 2.18), so sieht ein Maximum von θ e am Boden und ein weiteres in der Höhe. Diese Maxima stellen Regionen von bedingter Instabilität dar und liegen dort, wo θ am gröÿten ist. Das Maximum am Boden liegt zusammen mit der Zone der Konvergenz und des Aufstiegs (Shapiro et al., 1987). Abbildung 2.18: Vertikalschnitt der äquivalent-potentiellen Temperatur des Polartiefs vom 26. Februar θ e über 283 K sind grau eingefärbt. Dicke schwarze Linien markieren die beiden stabilen Schichten (vgl a)). Quelle: Shapiro et al. (1987) Diese Eigenschaften des warmen Kerns eines Polartiefs zeigen, dass dieser, abgesehen von der Gröÿe, mit dem warmen Kern eines tropischen Wirbelsturms vergleichbar ist (Shapiro et al., 1987). Yanase et al. (2004) schlieÿen aus den gezeigten Eigenschaften, dass für die Warmkernstruktur der potentiellen Temperatur eines Polartiefs hauptsächlich das Absinken im Innern des Polartiefs verantwortlich ist und die Entstehung somit ähnlich zu der in tropischen Zyklonen ist. 35

36 2 Theoretische Grundlagen 36

37 3 Klimatologie Um einen Überblick darüber zu erhalten, wie häug Polartiefs im Nordmeer auftreten, wurde eine Statistik über die Winterhalbjahre (von Oktober bis März) der Jahre 2005 bis 2009 erstellt. Hierzu wurde die Region des Nordmeers zwischen 60 N und 80 N, sowie zwischen 40 W und 30 O mithilfe von Satellitenbildern und Wetterkarten betrachtet. Bei der Analyse wurde auf das Archiv der Dundee Satellite Receiving Station zurückgegrien, genauer auf die Advanced Very High Resolution Radiometer (AVHRR) Satellitenbilder der National Oceanic and Atmospheric Administration (NOAA) Satelliten. Bei der statistischen Analyse der Ereignisse wurde wie folgt vorgegangen: Für den Zeitraum von 2005 bis 2010, wurden auf den Internetseiten der Dundee Satellite Receiving Station die AVHRR-Satellitenbilder im Infrarotkanal für die Region des Nordmeers betrachtet. Auftretende Wirbel, die die Struktur eines Polartiefs aufwiesen, wurden anhand von Analysekarten von validiert. Entsprach der Wirbel den Kriterien eines Polartiefs, wurde das so denierte Polartief in die Liste aufgenommen. Die fertige Liste von Polartiefs im Nordmeer wurde schlieÿlich mit einer entsprechenden Liste des norwegischen Wetterdienstes Meteorologisk Institutt (met.no) verglichen (Noer and Lien, 2010). In diesem Kapitel wird zu Beginn auf die Kriterien eingegangen, die der Klimatologie zugrunde gelegt wurden. Es folgt ein Kapitel über die eingesetzten Hilfsmittel und anschlieÿend werden die Ergebnisse präsentiert. 3.1 Kriterien Um eine Liste von Polartiefs erstellen zu können, sollte man sich zu Beginn Kriterien überlegen, die für ein Polartief sprechen. Dies geschah in diesem Fall auf der Grundlage der Denition eines Polartiefs von Rasmussen and Turner (2003) (siehe Kapitel 1.1). Darauf aufbauend wurden frühere Fälle (vor 2005) von Polartiefs begutachtet, die aus der Liste von Noer and Lien (2010) entnommen wurden. In Anlehnung an die dort gefundenen Werte und basierend auf früheren Arbeiten (Forbes and Lottes, 1985) wurden Grenzwerte festgelegt, die eine Erkennung der Polartiefs in den analysierten Winterhalbjahren möglich machte. Nun wurde die Region festgelegt, die betrachtet werden sollte. Hier war dies das Nordmeer von der Ostküste Grönlands/Kap Farewell bis zur Westküste Norwegens/Nordkap. 37

38 3 Klimatologie Die untersuchte Region Die untersuchte Region liegt zwischen 60 N und 80 N, sowie zwischen 45 W und 30 O. Es wurde also das Nordmeer von der Ostküste Grönlands bis zur Westküste Norwegens betrachtet (Abb. 3.1). In dieser Region traten auf der Nordhalbkugel im Winter die meisten Polartiefs auf und wurden die meisten Untersuchungen (z. B. Nordeng and Rasmussen (1992) und Shapiro et al. (1987) durchgeführt. Auch im Pazi k treten Polartiefs nördlich von 55 N auf. Allerdings nicht so häu g, da dort die Wasser ächen kleiner sind und die nördlichen Breiten eine gröÿere Landmasse als im europäischen Raum aufweisen. Durch die gröÿere Bedeckung durch Land und die Nähe der Landmassen zueinander (Beringstraÿe) kann in dieser Region auch das Meereis schneller (zusammen-)wachsen und weiter nach Süden vordringen. Aufgrunddessen verringert sich die Wasser äche noch weiter und somit auch die Wahrscheinlichkeit der Entwicklung von Polartiefs in dieser Region. Abbildung 3.1: Innerhalb des roten Rahmens wurden die Polartiefs untersucht. Google Earth Quelle: Grenzwerte Die Festlegung konkreter Grenzwerte war ein wichtiger Bestandteil für die Erkennung von Polartiefs und die Erstellung der Liste. Basierend auf die De nition von Polartiefs nach Rasmussen and Turner (2003) wurde ein Radius von 200 bis 1000 km vorausgesetzt. Aufgrunddessen schieden bei der Betrachtung der Satellitenbilder viele kleinere Wirbel aus, die bei Kaltluftvorstöÿen oft entstehen, aber bei denen die Baroklinität nicht genügend ausgeprägt ist und der Antrieb in der Höhe fehlt. 38

39 3.2 Die Hilfsmittel Zusätzlich wurden ältere Polartiefs vor 2005 untersucht (entnommen aus der Liste von Noer and Lien (2010)). Dazu wurden, wie auch in der späteren Untersuchung, die Analysekarten von hinzugezogen, um Kriterien zu entwickeln, die das Erkennen von Polartiefs möglich machen. Um zu überprüfen, ob die so erfassten Werte realistisch sind, wurden diese mit den Kriterien verglichen, die Forbes and Lottes (1985) für ihre Klimatologie benutzt hatten. Neuere Klimatologien benutzen einen Grenzwert, der das Verhältnis zwischen dem Antrieb am Boden (L) und in der Höhe (U) vergleicht, die sogenannte U -Rate (z. B. Bracegirdle and Gray (2008)). Dabei ist U die L Dierenz zwischen dem Minimum und Maximum der Vertikalgeschwindigkeit innerhalb von 600km und L die gleiche Dierenz innerhalb von 300km am Boden. Da die hier vorgestellte Klimatologie nur durch Betrachtung von Satellitenbildern und Analysekarten entstand und die Auösung der Analysekarten zu grob war, sowie keine entsprechenden Daten vorlagen, konnte diese Methode hier nicht angewandt werden. Folgende Grenzwerte wurden letztendlich der Analyse in Abstimmung mit Rasmussen and Turner (2003) (Radius aus Denition), Forbes and Lottes (1985) (Vorticityadvektion von 0,1 bis 1,1 1 ) und des Moduls Topics in Polar Low Forecasting auf s (z.b. Temperatur 2 auf 500hPa) zugrunde gelegt: Ein Radius von 200 bis 1000 Kilometern, bei Kommawolken die Querachse Positive Vorticityadvektion in 500 hpa ab 0,01 1 h 2 Temperatur auf 500 hpa von höchstens 35 C Baroklinität in Form eines horizontalen Gradienten von θ e in 850 hpa Vertikalbewegung in 700 hpa von mehr als 20 hp a h Der Radius wurde mittels der Wolkenstruktur auf den Satellitenbildern bestimmt. Gute Anhaltspunkte dazu waren das Gradnetz und Island, das zum Gröÿenvergleich genutzt werden konnte. Der Abstand zwischen zwei Breitengraden beträgt etwa 111 km. Der Gradient der äquivalent-potentiellen Temperatur θ e wurde quantitativ bestimmt, da die Auösung der Analysekarten, aus denen die Informationen genommen wurden, sehr grob war. 3.2 Die Hilfsmittel In diesem Kapitel wird behandelt, welche Hilfsmittel zur Erstellung der Liste von Polartiefs im Nordmeer benutzt wurden. Zu den Hilfsmitteln zählen, wie oben schon erwähnt, die AVHRR-Satellitenbilder der NOAA-Satelliten, speziell der Infrarotkanal des Wellenlängenbereichs 10,3-11,3 µm, Analysekarten von sowie die Bodenanalysekarten des Deutschen Wetterdienstes (DWD). Zu Beginn wird das AVHR-Radiometer kurz vorgestellt, welche Messgeräte benutzt werden und welcher Kanal im Speziellen zur Untersuchung genutzt wurde. Danach wird auf die benutzten Analysekarten eingegangen. 39

40 3 Klimatologie AVHRR Im Archiv der Dundee Satellite Receiving Stationsind Daten von Beginn der Messungen von 1978 bis heute vorhanden. Zur Erstellung der Liste wurden im Allgemeinen allerdings nur Satelliten der dritten Generation herangezogen und im Speziellen der vierte Kanal der AVHRR, der Infrarotkanal des Wellenlängenbereichs 10,3-11,3 µm. Dies stellte sicher, dass auch während der Polarnacht die Wolkenstrukturen erkannt werden konnten und somit auch etwaige Polartiefs. Ein Nachteil bezüglich der polarumlaufenden Satelliten ist, dass die Bilder nicht immer zu den synoptischen Haupt- und Nebenterminen verfügbar sind und daher manchmal ein Vergleich nicht hundertprozentig möglich ist. Meist sind die Bilder aber zeitnah verfügbar, da die Intervalle zwischen den synoptischen Terminen nur drei Stunden betragen. Schwerer wiegt, dass manchmal über einen längeren Zeitraum keine Bilder vorhanden sind. So gab es Beispiele, in denen auf dem einen Satellitenbild ein Polartief zu sehen war, auf dem nächsten allerdings nicht mehr, da zwischen den beiden Bildern eine Lücke von sechs Stunden oder mehr lag. In diesem Fall konnte der weitere Verlauf und der Zerfall des Polartiefs nur anhand der Analysekarten verfolgt werden Analysekarten Zu den benutzten Analysekarten gehörten zum einen die Bodenanalysekarten des DWD, die auf der o.g. Seite in einem Archiv ab Dezember 2003 gespeichert wurden, und zum anderen Global Forecast System (GFS) Analysekarten aus dem Archiv, das dort seit September 2003 geführt wird. Alle Wetterkarten, auÿer die Bodenanalysekarten des DWD, die alle sechs Stunden gespeichert wurden, standen in den Archiven in 3-Stunden-Abständen zur Verfügung, also zu den synoptischen Haupt- und Nebenterminen. Dies stellte sicher, dass zu den Satellitenbildern zeitnahe Wetterkarten verfügbar waren und somit ein Abgleich und eine Identizierung von Polartiefs möglich war, obwohl die Satellitenbilder nicht zu festen Terminen bereit standen, da es sich um polarumlaufende Satelliten handelt (wie oben beschrieben). Folgende Analysekarten wurden zur Untersuchung benutzt: Bodenanalysekarte Die Bodenanalysekarten des DWD zeigen neben den Isobaren und den Drucksystemen auch Wettermeldungen von Bodenstationen. Mithilfe dieser Karten können erste Indizien auf ein Polartief erkannt werden, zum Beispiel eine nördliche Strömung vom Eis über das Wasser, ein Kaltluftvorstoÿ, wie auf der Abbildung 3.2 westlich von Spitzbergen. 500hPa Geopotential und Bodendruck Diese Karten sind ein gutes Hilfsmittel, um die synoptischen Situationen in den verschiedenen Höhen zu vergleichen und so Gebiete positiver Vorticityadvektion und Windscherung/Reverse-shear zu erkennen. Auf Abbildung 3.3 sieht man ein abgeschlossenes Höhentief westlich von Spitzbergen, welches dort für positive Vorticityadvektion sorgt. 2m Temperatur Die Temperatur auf 2 Meter ist hilfreich, um einen Kaltluftvorstoÿ vom Eis über Wasser oder eine Kaltluftadvektion über wärmeres Wasser einschätzen zu können. 40

41 3.2 Die Hilfsmittel Abbildung 3.2: DWD Bodenanalysekarte vom 31. Januar 2008, 06 UTC. Quelle: (2010) Abbildung 3.3: Analysekarte: 500hPa Geopotential und Bodendruck vom 31. Januar 2008, 06 UTC. Quelle: (2010) 850hPa Geopotential und Temperatur Diese Karte ist nützlich, um in Verbindung mit der Karte der Temperatur auf 500hPa Situationen zu erkennen, in denen hochreichende Konvektion möglich ist. Beträgt der Temperaturuntschied 25 K, ist dies gegeben. 500hPa Geopotential und Temperatur Hier ist das Geopotential und die Temperatur auf der Druckäche 500hPa aufgetragen. Diese Karte ist nützlich im Erkennen von Situationen, in denen hochreichende Konvektion möglich ist (in Verbindung mit den Karten der 850hPa Temperatur). Ist die Temperatur in der Höhe sehr niedrig 41

42 3 Klimatologie im Vergleich zur Temperatur der Luft oberhalb der Grenzschicht, so sind gute Bedingungen für Konvektion gegeben. Dies ist für die Entwicklung eines Polartiefs förderlich. 500hPa Vorticityadvektion Diese Karten geben Aufschluss darüber, wo positive und negative Vorticityadvektion stattndet (vgl. Abb. 3.4). In Bezug auf Polartiefs sind Regionen positiver Vorticityadvektion interessant, da dadurch Hebungsvorgänge ausgelöst werden und ein Eindrehen von sich organisierender Konvektion stattndet und die Entwicklung eines Polartiefs beginnen kann. Abbildung 3.4: Analysekarte: 500hPa Geopotential und absolute Vorticityadvektion vom 31. Januar 2008, 06 UTC. Quelle: (2010) 850hPa Frontalzonen, 700hPa Vertikalbewegung Auf dieser Karte wurde hauptsächlich auf die Vertikalbewegung geachtet. Zeigte diese in der Region der betrachteten Entwicklung eines Wirbels ein genügend groÿes Aufsteigen an, so wurde dieser in die Liste aufgenommen, sofern die anderen Kriterien auch erfüllt wurden. Weiter sind auf dieser Karte auch Frontalzonen zu erkennen, welche für Polartiefs jedoch unrelevand sind Liste des norwegischen Wetterdienstes Um die Liste bewerten und vergleichen zu können, benutzte man die Liste von Polartiefs des norwegischen Wetterdienstes von Noer and Lien (2010). Die Liste enthält Daten und Positionen, sowie bei den meisten Fällen Minimaldruck und maximale Windgeschwindigkeit von Polartiefs über dem Nordmeer zwischen den Jahren 2000 und Da sich die hier vorgestellte Statistik ausschlieÿlich mit den Winterhalbjahren zwischen 2005 und 2010 befasst, wird auf der Liste von Noer und Lien auch nur dieser Zeitraum betrachtet. 42

43 3.2 Die Hilfsmittel Abbildung 3.5: Analysekarte: 850hPa Frontalzonen, 700hPa Vertikalbewegung vom 31. Januar 2008, 06 UTC. Quelle: (2010) Bei den Untersuchungen legten sich Noer and Lien (2010) die Denition von Polartiefs der europäischen Polartiefarbeitsgruppe (European Polar Low Working Group, EPLWG) zugrunde, die besagt, dass ein Polartief ein kleines, intensives Tief in einem Kaltluftvorstoÿ nördlich der Polarfront mit einem Durchmesser von 100 bis 500 km und zyklonaler Wolkenstruktur ist. Ihre Beobachtungen basieren auf Satellitenbildern von NOAA AVHRR Satellitenbildern, synoptischen Beobachtungen und täglichen Erfassungen des norwegischen meteorologischen Instituts (met.no) in Tromsø. Dabei betrachteten sie die Region von der Ostküste Grönlands bis Novaja Zemlja, sowie von 65 N bis zur arktischen Eisgrenze. Die angegebenen Daten, Uhrzeiten und Positionen beziehen sich auf den Zeitpunkt des Erreichens der Reifephase des beobachteten Polartiefs. Konnte man nicht auf synoptische Daten zurückgreifen, weil in der Region der Entwicklung keine Messungen durchgeführt wurden, so wurde das Polartief nur aufgrund des Erscheinungsbild auf den Satellitenbildern bewertet. Vom norwegischen Wetterdienst wurde eine Region untersucht, die weiter nach Osten verschoben war. Während die, in dieser Klimatologie betrachtete, Region des Nordmeers von Kap Farewell, der Südspitze Grönlands, bis 30 O reichte, untersuchten Noer und Lien eine Region von der Ostküste Grönlands hinein in die Barentsee bis zur russischen Insel Novaya Zemlja. Die Liste, begrenzt auf den betrachteten Zeitraum von Winter 05/06 bis 09/10, ist in Anhang A zu nden. 43

44 3 Klimatologie 3.3 Ergebnisse Nachdem die Hilfsmittel und Grenzwerte nun vorgestellt wurden, werden nun die Ergebnisse präsentiert. Basierend auf der angelegten Liste und der Liste von Noer and Lien (2010) werden die Polartiefs der Winterhalbjahre 2005 bis 2010 klassiziert. Da nur der Zeitraum von Oktober bis März untersucht wurde, aber auch im April noch vereinzelt Polartiefs auftreten, wurden in die Diagramme Polartiefs der Liste des norwegischen Wetterdienstes, die im Monat April auftraten, aufgenommen, um deutlich zu machen, dass nach dem Monat März die Saison der Polartiefs nicht abrupt endet. Der Winter 2005/2006 traten Polartiefs nicht sehr häug auf (vgl. Abbildung 3.7 (a)). Die Monate Oktober, November und März waren mit jeweils zwei Polartiefs die aktivsten in diesem Winterhalbjahr. Von Dezember bis einschlieÿlich Februar wurde jeweils eines gesichtet. Nimmt man die Liste des norwegischen Wetterdienstes zur Hand, so wurde im Oktober nur ein Polartief gezählt und die Monate November und März stellen die Maximalwerte dar. Auÿerdem wurde im Februar von Noer and Lien (2010) kein einziges Polartief gezählt, während in der vorgestellten statistischen Analyse eines östlich von Island ausgemacht wurde. Die Unterschiede zwischen den beiden Listen lassen sich zum einen durch die verschiedenen Regionen erklären, die untersucht wurden, und zum anderen durch unterschiedliche Grenzwerte und Verfahren (siehe Kapitel 3.2.3). Abbildung 3.6: DWD Bodenanalysekarte vom 28. März 2008, 00 UTC. (2010) Quelle: Auch im Winterhalbjahr 2006/2007 wurden nur neun bzw. zehn (eigene Liste bzw. Noer und Lien) Polartiefs gezählt (s. Abb. 3.7 (b)). Im März trat nach den Grenzwerten von Noer und Lien, sowie nach den in Kapitel dargelegten Kriterien kein Polartief auf. Es konnte im gesamten Monat kein Polartief ausgemacht werden, obwohl es zeitweise Wetterlagen gab, die einer Bildung eines Polartiefs auf den ersten Blick förderlich schienen. Allerdings fehlte dann zum Beispiel der Antrieb in der Höhe (z.b. am

45 3.3 Ergebnisse März 2007). Zum Ende des Monats verhinderte ein blockierendes Hochdruckgebiet über Skandinavien/Ostsee, dass sich ein Nordwind über das oene Meer einstellte, so dass die Tiefdruckgebiete nach Norden abgelenkt wurden (siehe Abb. 3.6). Dadurch zogen sie nahe der Eiskante entlang und es konnten sich keine beständigen Bedingungen einstellen. Abweichungen zu der Liste des norwegischen Wetterdienstes gab es in den Monaten Dezember und Januar. Dort zählten Noer und Lien ein Polartief weniger beziehungsweise zwei mehr (vgl. Abb. 3.7 b)). Dies hat die bereits oben angeführten Gründe. Im Dezember zum Beispiel wurde aufgrund erfüllter Kriterien ein Polartief zwischen Spitzbergen und Island in die eigene Liste aufgenommen, welches Noer und Lien nicht vermerkten. Im Winter 2007/2008 war auällig, dass in den ersten drei Monaten aufgrund sich schnell ändernder Bedingungen keine Polartiefs auftraten (vgl. Abb. 3.7 c)), abgesehen von einem Fall in der Barentsee knapp auÿerhalb des Beobachtungsgebiets. Erst ab Januar wurde eine ansteigende Aktivität festgestellt. Von zwei Polartiefs im Januar stieg die Anzahl über drei Polartiefs im Februar auf vier im März. Im Vergleich mit (Noer and Lien, 2010) wurden, neben dem oben genannten Fall, im Februar ein Polartief mehr und im März ein Polartief weniger aufgelistet (Abbildung 3.7 (c)). Wie bereits erwähnt, trat das Polartief im Dezember auÿerhalb der beobachteten Region auf. Auch im Februar gab es ein Polartief in der Barentsee (14. Februar 2007), das nicht in unserer Liste erschien, allerdings entwickelte sich Anfang und Ende Februar je ein Polartief am Kap Farewell. Im März traten wiederum zwei Polartiefs in der Barentsee auf. Betrachtet man das Diagramm zum Winter 2008/2009 (siehe Abb. 3.7 (d)), so sticht einem direkt der in beiden Statistiken äuÿerst aktive November ins Auge. Sechs Polartiefs wurden in diesem Monat festgestellt. Drei davon entwickelten sich innerhalb von 2 Tagen nacheinander in der selben Region, nahe der norwegischen Küste. Grund dafür war ein langsam ziehendes Tiefdruckgebiet, das über diesen Zeitraum permanent für einen Kaltluftvorstoÿ sorgte und sich dadurch eine Arktikfront ausbildete, die die Entwicklung weiter förderte. Diese drei Polartiefs werden auch in den numerischen Simulationen in Kapitel 5 näher untersucht. Die übrigen Monate zeigen dagegen wieder eine Aktivität, wie sie bereits in den Wintern davor beobachtet wurde. Lediglich der Februar zeigte nochmal eine leicht erhöhte Aktivität mit drei bzw. sechs (Noer and Lien, 2010) Polartiefs. Dieser Unterschied kam erneut durch die unterschiedlich positionierten Beobachtungsgebiete zustande. Im letzten untersuchten Winterhalbjahr (2009/2010) beobachtete man das gleiche Phänomen, wie im Winter der Jahre 2007/2008. Zu Beginn der Saison formierten sich keine Polartiefs, erst ab Dezember wurde eine steigende Aktivität verzeichnet (vgl. Abb. 3.7 (e)). Dies ist in beiden Fällen auf ein Hochdruckgebiet über Europa zurückzuführen, dass die Tiefdruckgebiete blockierte und nach Norden ablenkte. Dadurch konnte sich kein Kaltluftvorstoÿ über längere Zeit einstellen, da sich, durch die nördliche Zugbahn der Tiefdruckgebiete, die Windrichtung an der Eiskante zu häug und schnell änderte. Ab Dezember wurde bis März eine ansteigende Anzahl von Polartiefs festgestellt. Noer und Lien ermittelten im Januar und Februar jeweils zwei Polartiefs (eins mehr bzw. zwei weniger) und im März schlieÿlich neun Polartiefs (zwei mehr). Im April trat dann wieder 45

46 3 Klimatologie (a) (b) (c) (d) (e) Abbildung 3.7: Säulendiagramme zur Häugkeit von Polartiefs im Nordmeer (a) im Winter 2005/2006, (b) im Winter 2006/2007, (c) im Winter 2007/2008, (d) im Winter 2008/2009, (e) im Winter 2009/

47 3.3 Ergebnisse nur noch ein Polartief auf. Im März herrschten, aufgrund eines nahezu stationären Tiefs über der Barentsee und den daraus resultierenden beständigen Kaltluftvorstoÿ, äuÿerst günstige Bedingungen für die Entwicklung. Es formierten sich drei Polartiefs innerhalb von fünf Tagen an nahezu der gleichen Stelle (12. März 2010 bis 19. März 2010), in der Region um die Bäreninsel. Später im Monat entstanden in der selben Region innerhalb dreier Tage zwei weitere Polartiefs. Zusammenfassung Oft ist die Anzahl von Polartiefs in einem Winter oder gar nur einem Monat sehr von der Dauer der herrschenden Bedingungen abhängig. Überdauert eine äuÿerst günstige Wetterlage mit beständigem Kaltluftvorstoÿ einige Tage an mehr oder weniger dem gleichen Ort, können innerhalb kurzer Zeit mehrere Polartiefs aufeinander folgen, so geschehen zum Beispiel im November 2008 und im März Betrachtet man die Anzahl der Polartiefs in den einzelnen Winterhalbjahren gehen solche Informationen verloren. In Abbildung 3.8 (a) sieht man einen Anstieg der Aktivität ab Winter 2008/2009, kann dies aber nicht mit der Aktivität während des Novembers zurückführen. Mit dem Wissen, dass im November 2008 und im März 2010 in kurzer Zeit einige Polartiefs aufeinander folgten, kann man diesen Anstieg mit den günstigen Bedingungen über diesen Zeitraum erklären. Wären diese nicht aufgetreten, so kann man annehmen, dass auch die letzten beiden untersuchten Winter auf gleichem Niveau wie die übrigen gelegen hätten. (a) (b) Abbildung 3.8: Abbildung (a) zeigt die Polartiefs für den gesamten Zeitraum vom Winter 2005/2006 bis 2009/2010 aufgeschlüsselt nach den einzelnen Wintern und in (b) aufgegliedert nach den einzelnen Monaten. In Abbildung 3.8 (b) ist die Anzahl der Polartiefs nach den Monaten aufgeschlüsselt dargestellt. Dabei spiegelt sich die geringe Aktivität in den ersten Monaten wieder, die vor allem in den Wintern 2007/2008 und 2009/2010 auällig war und auf ein blockierendes Hoch über Europa und der dadurch erfolgenden Ablenkung der Tiefdruckgebiete nach Norden zurückzuführen ist. Aber auch die hohe Aktivität des Novembers über alle fünf Jahre zeigt sich in diesem Diagramm. Dieses Ergebnis ist auf den einen aktiven 47

48 3 Klimatologie November 2008 zurückzuführen. Eine Statistik über fünf Jahre gibt zunächst einen ersten Überblick über die Verhältnisse bei der Entwicklung von Polartiefs und ist sehr nützlich, um zu erkennen wie häug sie entstehen und in welchen Gebieten unter welchen Bedingungen dies geschieht. Möchte man aber Rückschlüsse auf klimatologische Einüsse ziehen, so muss ein gröÿerer Zeitraum von etwa 20 Jahren untersucht werden, damit die kurzzeitigen synoptischen Situationen einen geringeren Einuss auf die Statistik bekommen. Es ist also falsch, aus der hier vorgestellten Klimatologie zu schlieÿen, dass die Aktivität in den Monaten Oktober bis Dezember generell schwach ist und sich erst ab Januar zahlreiche Polartiefs formieren. So hat Wilhelmsen (1985) zum Beispiel aus ihrer Klimatologie für die Jahre 1972 bis 1982 ein Minimum der Aktivität im Februar und die gröÿte Aktivität von November bis Januar als Ergebnis erhalten. Von der vorgestellten Statistik kann man also nicht darauf schlieÿen, dass von Oktober bis Dezember generell wenige Polartiefs entstehen und die Aktivität schlieÿlich ab Januar ansteigt. Sie gibt lediglich einen Überblick darüber, wie dies in den untersuchten Jahren aussah. Allerdings lässt sich aus unserer Klimatologie schlieÿen, unter welchen Bedingungen die Polartiefs entstehen und in welchen Gebieten sie auftreten. Darauf wird nun im nächsten Abschnitt eingegangen Entstehungsgebiete der Polartiefs Nach der Erstellung der Liste wurde untersucht, wo sich die Polartiefs in welchen synoptischen Situationen entwickelten. Dazu wurden die Entstehungsorte und die Zugbahnen der Polartiefs auf einer Karte dargestellt (siehe Abbildung 3.9). Darauf erkennt man, dass die meisten Polartiefs südlich der Bäreninsel und westlich von Norwegen entstanden. Aber auch westlich von Spitzbergen und auf dem oenen Nordmeer haben sich einige Polartiefs formiert. Bei Kap Farewell (die Südspitze Grönlands) waren es lediglich vier Polartiefs. Im nächsten Schritt wurden die Polartiefs in fünf Entstehungsgebiete eingeteilt. Die erste Region wurde um Spitzbergen lokalisiert, eine bei der Bäreninsel. Dazu kamen die Gebiete Nordmeer, Küste Norwegen und Kap Farewell (vgl. Abb. 3.10). Nun wurde untersucht, welche synoptische Situation herrschte, wenn in den einzelnen Gebieten Polartiefs entstanden. Im Anschluss daran wurden die Gebiete Nordmeer und Küste Norwegen letztendlich noch jeweils in Nord und Süd geteilt, da dort unterschiedliche synoptische Situationen bei der Entstehung der Polartiefs bestanden. Interessant ist auch, dass es verschiedene Zeiträume gibt, in denen Polartiefs in den einzelnen Regionen entstehen (vgl. Abb. 3.10). Darauf wird in den einzelnen Abschnitten eingegangen. Gebiet Spitzbergen (blaue Ellipse) Westlich und südwestlich von Spitzbergen formierten sich im untersuchten Zeitraum acht Polartiefs. Beispielhaft für die vorherrschenden Bedingungen bei der Entwicklung dieser Polartiefs war der Fall am 31. Januar In dieser Region entstehen Polartiefs, wenn über Grönland am Boden ein Hochdruckgebiet liegt und über der Barentsee oder dem 48

49 3.3 Ergebnisse Abbildung 3.9: Dargestellt sind die Zugbahnen der beobachteten Polartiefs vom Oktober 2005 bis März Der gelbe Punkt zeigt den Entstehungsort an. Zwischen den einzelnen Punkten auf den Zugbahnen liegen etwa sechs Stunden. Der letzte Punkt ist der Ort des Zerfalls bzw. der Ort, an dem das Polartief das letzte Mal auf einem Satellitenbild zu erkennen war. Quelle der zugrundeliegenden Karte: Google Earth. nördlichen Skandinavien ein Tiefdruckgebiet (vgl. Abbildung 3.11 a)). Dadurch entsteht westlich von Spitzbergen eine nördliche Strömung, die kalte, arktische Luft über das o ene Meer advehiert. Als Antrieb in der Höhe fungiert ein Trog/Tiefdruckgebiet über Spitzbergen. So kommt es westlich der Insel zu einer positiven Vorticityadvektion und einer PVA (s. Abbildung 3.11 b)), die die Entwicklung verstärkt und antreibt. Die Polartiefs in dieser Region bildeten sich zwischen Oktober und Januar. In den ersten Monaten des Winterhalbjahres ist das Meereis noch nicht so weit nach Süden vorgedrungen, so dass auf der geographischen Breite Spitzbergens durch Kaltluftvorstöÿe Polartiefs entstehen können, später ist dies nicht mehr gegeben. Gebiet Bäreninsel (grüne Ellipse) Betrachtet man die synoptischen Gegebenheiten (siehe Abbildung 3.12) bzgl. der Polartiefs, die in der Region rund um die Bäreninsel entstanden, so erkennt man, dass ein Hochdruckgebiet über dem Nordatlantik liegt und ein Tiefdruckgebiet über Nordskandinavien oder der Barentsee. Durch die räumliche Nähe spielt das Tief die entscheidende 49

50 3 Klimatologie Abbildung 3.10: Einteilung der beobachteten Polartiefs nach deren Entstehungsgebiete. Hierzu wurden fünf Gebiete benannt: Spitzbergen, Bäreninsel, Nordmeer, Küste Norwegen und Kap Farewell. Die Gebiete Nordmeer und Küste Norwegen wurden aufgrund verschiedener synoptischer Situationen in Nord und Süd geteilt. Der zusätzlich angegebene Zeitraum gibt an, wann die Polartiefs in diesem Gebiet entstanden sind. Rolle und bedingt auch den nördlichen Fluss und damit den Kaltluftvorstoÿ. Das Hochdruckgebiet ist viel zu weit entfernt, um einen merklichen Einuss auf das groÿräumige Strömungsmuster zu haben. In der Höhe erstreckt sich ein Trog über Skandinavien nach Osteuropa, manchmal bis Südeuropa, und ein Rücken über Groÿbritannien/Irland. Oft existiert auch ein abgeschlossenes Tief in der Höhe über der Barentsee/Nordmeer, also in der Nähe der Bäreninsel. Es bildet sich eine PVA, wodurch es zu positiver Vorticityadvektion kommt. Dies sorgt für den Antrieb in der Höhe. In diesem Gebiet entstanden die Polartiefs ab Dezember. Durch das Vordringen des Meereises weiter nach Süden, wird die arktische Luft in nördlicher Strömung weiter nach Süden advehiert und bedingt die Entwicklung von Polartiefs. Gebiet Nordmeer (Nord) (rote Ellipse, oben) Die synoptische Situation am Boden bei der Entstehung von Polartiefs im Gebiet des Nordmeeres nördlich von Island ist in Abbildung 3.13 beispielhaft zu sehen. Über Grön- 50

51 3.3 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 3.11: 31. Januar 2008, 06 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit absoluter Vorticityadvektion. Quelle: (2010) (a) (b) Abbildung 3.12: 26. Januar 2007, 06 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit relativer Topographie und Bodendruck. Quelle: (2010) land ist, ähnlich wie bei der Entstehung im Gebiet Spitzbergen, ein Hochdruckgebiet zu sehen. Das Tiefdruckgebiet liegt allerdings weiter südlich über Skandinavien. Dadurch strömt die kalte, arktische Luft aus Norden über das Nordmeer und zusätzlich kalte Luft von der Barentsee/ Skandinavien aus Nordosten über das Nordmeer. Die entstehende Konvergenz der beiden Luftmassen begünstigt die Entwicklung eines Polartiefs und treibt die Entwicklung auf oenem Meer weiter an. In 500 hpa liegt ein Tief über dem Nordmeer in einem Trog, der sich bis Mitteleuropa ausstrecken kann. Über dem Nordatlantik erstreckt sich ein Rücken. Die Jetregion zieht 51

52 3 Klimatologie (a) (b) Abbildung 3.13: 8. Februar 2006, 6 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit relativer Topographie und Bodendruck. Quelle: (2010) sich somit von Nordwesten nach Südosten über das südliche Nordmeer. Durch das abgeschlossene Tief über dem Nordmeer entsteht eine Konuenzzone, die die PVA in der Höhe bedingt durch das Tief, noch verstärken kann. Gebiet Nordmeer (Süd) (rote Ellipse, unten) Im südlichen Nordmeer hat Island einen Einuss auf die Entwicklung der Polartiefs. Deutlich wird dies bei der Betrachtung der synoptischen Situation für dieses Gebiet (Abbildung 3.14). Hier liegt das Hochdruckgebiet nicht über Grönland, sondern über dem Nordatlantik, südwestlich von Island. Das Tiefdruckgebiet ist über der Küste Norwegens lokalisiert, also auch über dem Nordmeer. Aufgrunddessen stellt sich ein nordwestlicher Fluss ein, in dessen Bahn auch Island liegt. Somit entstehen im Lee Islands barokline Instabilitäten, die der Entwicklung von Polartiefs vorangehen. In der oberen Troposphäre ist in diesem Fall ein Tiefdruckgebiet in der Nähe Islands zu erkennen und manchmal ein Trog, der bis Groÿbritannien und dem Nordatlantik reicht. Das Tiefdruckgebiet bei Island bildet den Antrieb in der Höhe, zusammen mit dem Tiefdruckgebiet am Boden über der Küste Norwegens und dem orographischen Einuss Islands. Polartiefs über dem Nordmeer werden oft, zusätzlich zu Kaltluftvorstöÿen, durch Konvergenz zweier Luftströmungen bedingt. Im südlichen Nordmeer wirkt sich bei westlicher Strömung zusätzlich die Orographie Islands positiv auf eine Entwicklung aus. Daher treten über dem Nordmeer während der gesamten Saison Polartiefs auf. 52

53 3.3 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 3.14: 27. Oktober 2008, 6 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit relativer Topographie und Bodendruck. Quelle: (2010) Gebiet Küste Norwegen (Nord) (gelbe Ellipse, oben) Die synoptischen Gegebenheiten in diesem Fall (vgl. Abbildung 3.15) sind am Boden die gleichen wie beim Fall im Gebiet Spitzbergen. Über Grönland liegt ein Hochdruckgebiet und über Skandinavien/der Barentsee ein Tiefdruckgebiet. Zusammen bedingen diese eine nördliche bis nordöstliche Strömung über dem Nordmeer, wobei das Tiefdruckgebiet aufgrund seiner Nähe zur Entstehungsregion einen gröÿeren Einuss hat. (a) (b) Abbildung 3.15: 29. Januar 2010, 18 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit relativer Topographie und Bodendruck. Quelle: (2010) 53

54 3 Klimatologie Ein Unterschied zwischen den beiden Regionen wird erst in der Höhe deutlich. Hier liegt das Tief weiter südöstlich über der Bäreninsel oder Skandinavien, wiederum in der Nähe der Entwicklung. Auÿerdem erstreckt sich der Trog weiter nach Süden, bis über Mitteleuropa. Ein Hochdruckrücken kann sich zeitgleich über dem Nordatlantik bis nach Island vorschieben. In dieser Region entstanden Polartiefs im analysierten Zeitraum von November bis März. Dies hat zum einen die gleichen Gründe, die bereits bzgl. der Bäreninsel beschrieben wurden und zum anderen, dass hier Kaltluftvorstöÿe vom norwegischen Festland über das Meer stattnden und dadurch bereits ab November Polartiefs auftreten können. Gebiet Küste Norwegen (Süd) (gelbe Ellipse, unten) Weiter südlich an der Küste Norwegens (Abbildung 3.16), um 65 N, entstanden auch einige Polartiefs. Aufgrund der Zugrichtung und der Nähe zum Land, waren diese oft recht kurzlebig. Sie entstanden durch die nordöstliche Strömung vom skandinavischen Festland über das Meer. Verantwortlich dafür waren Tiefdruckgebiete über der Ostsee, die die kalte, kontinentale Luft ansaugten und diese schlieÿlich über das Nordmeer advehierten. (a) (b) Abbildung 3.16: 2. Februar 2010, 0 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit relativer Topographie und Bodendruck. Quelle: (2010) In der Höhe (500 hpa) erstreckt sich ein Trog von Norwegen bis Mitteleuropa mit einem abgeschlossenen Tief über Norwegen. Ein Hochdruckrücken erstreckt sich über dem Nordatlantik. Den entscheidenden Antrieb leistet in diesem Fall das Tief über Norwegen, welches durch positive Vorticityadvektion in der Höhe Hebung bedingt. Vor der südlichen Küste Norwegens wurden Polartiefs ab Januar beobachtet. Da die Polartiefs in dieser Region durch Kaltluftvorstöÿe von Norwegen über das Meer entstehen, allerdings weiter südlich, als im Gebiet Küste Norwegen (Nord), muss die Temperatur über dem Festland erst so weit abkühlen, dass dadurch nennenswerte Wärmeüsse vom Ozean in die Luft einsetzen, um eine Entwicklung zu ermöglichen. 54

55 3.3 Ergebnisse Gebiet Kap Farewell (schwarzer Kreis) In der Region südlich von Grönland und westlich von Island entstehen Polartiefs, wenn über Grönland ein Hochdruckgebiet liegt und über dem Nordmeer ein Tiefdruckgebiet. Es stellt sich eine nordöstliche Strömung ein. Diese ist meist nahezu parallel zur grönländischen Ostküste. So kommt es erst zu einem Kaltluftvorstoÿ über das wärmere Wasser, wenn die Küste Grönlands mehr zonal verläuft, was westlich von Island der Fall ist. Durch den Kaltluftvorstoÿ und die dadurch verursachte Baroklinität wird dann die Entwicklung der Polartiefs angestoÿen, wenn die übrigen Bedingungen auch erfüllt sind. (a) (b) Abbildung 3.17: 29. Oktober 2005, 0 UTC: a) Bodendruckanalyse und b) 500hPa Geopotential mit relativer Topographie und Bodendruck. Quelle: (2010) Auf 500 hpa erkennt man in dieser Situation oft einen Trog, der sich von der Labradorsee über Grönland bis in den Nordatlantik erstreckt, manchmal sogar bis Groÿbritannien. Dieser Trog bedingt letztendlich an seiner Vorderseite eine positive Vorticityadvektion im Bereich von Kap Farewell und bildet somit den Antrieb in der Höhe. In einem Fall lag ein abgeschlossenes Tief nordwestlich der Dänemarkstraÿe und bewirkt den benötigten Antrieb in dem Entstehungsgebiet. Bei Kap Farewell entstehen Polartiefs während der ganzen Saison. Dies ist damit erklärbar, dass die Temperaturen über Grönland, aufgrund des Eisschilds und dessen Höhe, stets sehr niedrig sind. Ein Kaltluftvorstoÿ von Grönland über das Meer bedingt somit einen genügend groÿen Temperaturgradienten, um Wärmeüsse in die Luft auszulösen. Da das Tiefdruckgebiet über dem Nordmeer zusammen mit dem Hoch über Grönland meist nur einen geringen Einuss bis Kap Farewell besitzt, treten hier nicht so häug Polartiefs auf. 55

56 3 Klimatologie 56

57 4 Das Modell COSMO-EU Nachdem nun die theoretischen Grundlagen beschrieben und die erstellte Klimatologie vorgestellt wurde,werden nun Simulationen einzelner Fallbeispiele mit dem COSMO- Modell (Consortium for Small-Scale Modelling) des Deutschen Wetterdienstes (DWD) analysiert. Das COSMO-Modell wird operationell vom DWD und anderen europäischen Wetterdiensten (z.b. Meteoswiss) betrieben, ist aber auch für die wissenschaftliche Untersuchung von Wetterereignissen geeignet. In diesem Kapitel wird der dynamische Hintergrund des COSMO-Modells, basierend auf der Dokumentation des Modells von Doms and Schättler (2002) und der Beschreibung von Baldauf et al. (2011), näher beschrieben. Auÿerdem wird auf die gerechneten Polartiefentwicklungen eingegangen und wie diese mit dem COSMO-Modell umgesetzt wurden. 4.1 Das COSMO-Modell Die Modellgleichungen Das COSMO-Modell ist ein nicht-hydrostatisches, kompressibles, regionales Wettervorhersagemodell. Das Modell basiert auf den primitiven Gleichungen, aus denen die Grundgleichungen des COSMO-Modells hergeleitet werden. Die Grundgleichungen lauten: d v dt = 1 ρ p + g 2 Ω v 1 ρ T (4.1) dt c p dt = 1 dp ρ dt + 1 ρ Q h (4.2) ( ) dp dt = c p p c cp v + 1 Q h v c v (4.3) dq l,f dt dq v dt = 1 ρ F v 1 ( I l + I f) (4.4) ρ = 1 ρ ( P l,f + F l,f ) + 1 ρ Il,f (4.5) ρ = p R L T Q h stellt im COSMO-Modell die diabatischen Prozesse dar und lautet: (4.6) 57

58 4 Das Modell COSMO-EU Q h = l 12 I l + l 13 I f ( H + R) (4.7) mit der Verdungstungswärme l 12 und der Sublimationswärme l 13. Mithilfe dieser Grundgleichungen ist es möglich, die thermodynamischen Zustandsvariablen v, T, p und ρ, sowie den Wassergehalt in Gasform q v, in üssiger Form q l, und als Eis q f vorherzusagen. Die Dichte ρ wird hier über die ideale Gasgleichung berechnet und die Kontinuitätsgleichung durch die Drucktendenzgleichung ersetzt, wodurch die Masse in COSMO-EU nicht mehr erhalten ist. COSMO-EU rechnet in einer Auösung von 7 km. Dies macht eine Parametrisierung von subskaligen Prozessen notwendig. Folgende subskalige Prozesse werden in diesem Modell berücksichtigt: T: turbulenter Impulsuss (Reibungstensor) F v,l,f : turbulente Flüsse des Wassers (Wasserdampf, Flüssigwasser, Eis) P l,f : Niederschlagsüsse von Wasser und Eis I l,f : Phasenumwandlungsraten von Wasser und Eis H: turbulente fühlbare Wärme R: Strahlungsuss Da einige subskalige Prozesse im Vergleich zu anderen klein sind, werden diese vernachlässigt. Folgende Approximationen werden gemacht: Die molekularen Flüsse werden nicht berücksichtigt, auÿer die Diusionsüsse für üssiges Wasser und Eis, da diese Partikel eine nennenswerte Fallgeschwindigkeit im Vergleich zur Luft erreichen können. In der Wärmegleichung wird der Einuss der Diusionsüsse der einzelnen Wasserphasen bei unterschiedlichen Temperaturen vernachlässigt und die latenten Wärmen l 12 und l 13 durch die konstanten Werte bei einer Referenztemperatur T 0 ersetzt. Auÿerdem wird auch bei feuchter Luft mit der spezischen Wärme der trockenen Luft gerechnet. Die Druckgleichung wird derart approximiert, dass die Massenerhaltung in guter Näherung erfüllt ist. Hier wird der Einuss des Wassergehalts durch Diusionsüsse und Phasenumwandlungen auf den Druck vernachlässigt. Im Auftriebsterm für Wärme werden Temperaturänderungen durch Wärme- und Feuchteüsse nicht berücksichtigt. 58

59 4.1 Das COSMO-Modell Abbildung 4.1: Das rotierte Koordinatensystem des operationellen COSMO-Modells mit dem Nordpol bei 170 W, 40 N. Quelle: Doms and Schättler (2002) Das Koordinatensystem COSMO-EU rechnet in einem rotierten, sphärischen Koordinatensystem. Um der Konvergenz der Längengrade im gewünschten Modellgebiet zu entgehen, wird das Koordinatensystem so gedreht, dass der Äquator durch das Modellgebiet geht. Im operationellen Dienst des Deutschen Wetterdienstes geht der Äquator beispielsweise durch Oenbach, bei den später durchgeführten Fallbeispielen durch das Nordmeer. Dafür wird das geogra- sche Koordinatensystem (λ g, ϕ g ) im operationellen Modell so gedreht, dass der Nordpol im neuen Koordinatensystem im Pazik liegt (170 W, 40 N, in geograschen Koordinaten). In diesem neuen Koordinatensystem wird das Modellgebiet nun in ein horizontales Gitternetz eingeteilt. Bei COSMO-EU haben die einzelnen Gitterpunkte einen Abstand von , also ungefähr 7 km. Vertikal wird die Atmosphäre in 40 Schichten unterteilt. Diese Schichten sind in einem geländefolgendem Koordinatensystem eingebettet, das zeitlich konstant ist. In COSMO-EU gibt es zwei Möglichkeiten von Vertikalkoordinaten ζ: ein druckorientiertes System (Abb. 4.2 a)) und ein höhenorientiertes System (Abb. 4.2 b)). Die druckorientierte Koordinate η ist auf den Bodendruck p 0 normiert. Am Boden ist η = 1, am Oberrand des Modells η = η T = p T p 0. Auf der Höhe η F = p F p 0 werden die geländefolgenden Koordinaten zu horizontalen Koordinaten. Die höhenorientierte Koordinate hat dagegen am Boden den Wert µ = 0 und steigt bis zum Oberrand µ = z T an. Auch hier repräsentiert µ = z F die Höhe, in der die Koordinaten wieder horizontal werden. Durch diese Koordinaten werden im COSMO-Modell Gitterboxen mit den Maschenweiten λ, ϕ und ζ deniert. In diesen sind die Variablen anhand des Arakawa-C- Gitters angeordnet (siehe Abb. 4.3). Im Mittelpunkt sind alle prognostischen Variablen 59

60 4 Das Modell COSMO-EU Abbildung 4.2: Darstellung der a) druckorientierten und b) höhenorientierten geländefolgenden Koordinaten ζ des COSMO-Modells. Erklärung im Text. Quelle: Doms and Schättler (2002) deniert, auÿer die drei Windgeschwindigkeiten u, v, w und die turbulente kinetische Energie (TKE). Die Windgeschwindigkeiten und die TKE sind auf den Mittelpunkten der jeweiligen Gitterboxseiten deniert. Abbildung 4.3: Das Arakawa-C-Gitter des COSMO-Modells mit den denierten Variablen. Quelle: Doms and Schättler (2002) 4.2 COSMO - Simulationen Koordinatensystem und Bodendatensatz Für die Simulationen von Fallbeispielen ausgewählter Polartiefs mit COSMO-EU musste das Koordinatensystem entsprechend angepasst werden. Mit den Einstellungen des ope- 60

61 4.2 COSMO - Simulationen Abbildung 4.4: Darstellung des Gebiets, für das die Bodendaten vorlagen. In diesem Gebiet wurde das Modellgebiet ausgewählt. rationellen Modells würden die Berechnungen von der Konvergenz der Meridiane in der Region Nordmeer zu sehr beeinusst. Aus diesem Grund wurde das Koordinatensystem derart gedreht, dass der Äquator durch das Nordmeer geht, so dass dieses Problem nicht auftreten konnte. Der Nordpol liegt bei den hier durchgeführten Simulationen bei 25 N und 160 W in geograschen Koordinaten. Dieses neue Koordinatensystem liegt dem Bodendatensatz zugrunde, der zur Berechnung notwendig ist. Der Bodendatensatz wurde für das gewünschte Gebiet beim DWD bestellt und reicht von der Karibik bis in die Barentsee (siehe Abb. 4.4). Für die Simulationen wurde letztendlich ein kleineres Modellgebiet gewählt, welches seinen Mittelpunkt im Nordmeer hat, da dort die Polartiefs entstanden. Das Modellgebiet für die Berechnungen deckt das gesamte Nordmeer ab. Es reicht in West-Ost-Richtung von Grönland bis in die Barentsee und in Nord-Süd-Richtung von Schottland bis Spitzbergen. Gerechnet wurden die Fallbeispiele mit der COSMO-Version Um mit COSMO-EU auf einem begrenzten Gebiet rechnen zu können, müssen natürlich zu Beginn der Simulationen sämtliche Informationen der Atmosphäre an jedem Gitterpunkt deniert sein und im weiteren Verlauf stets die Daten am Rand des Modellgebiets eingegeben werden. Dies geschieht über das Interpolationsprogramm INT2LM und ist jedem COSMO-Lauf vorgeschaltet. INT2LM interpoliert für den gewünschten Zeitraum die Daten des Globalmodells des DWD (GME) auf das Modellgebiet. Es stellt die Informationen für das Startdatum des COSMO-Laufs, sowie die Randdaten während der Simulation bereit. Abbildung 4.5 stellt das Nesting grasch dar. Zudem wird, im Gegensatz zum operationellen Modell, ohne Datenassimilation gerechnet. Dies gewährleistet, dass das Modell eine ungestörte Eigendynamik entwickelt und nicht durch ständige Eingabe von Messwerten an die Realität angepasst wird. 61

62 4 Das Modell COSMO-EU Abbildung 4.5: Darstellung des Nesting-Verfahrens des COSMO-Modells. Quelle: Ritter, DWD 62

63 5 Ergebnisse In diesem Kapitel werden vier Fallbeispiele von Polartiefs untersucht, darunter zwei Spiralen, eine Kommawolke und eine Mischform zwischen Spirale und Kommawolke. Drei dieser vier Polartiefs entwickelten sich zwischen dem 17. November 2008 und dem 21. November Der vierte Fall ist vom 7. März Alle vier Fälle werden auf die Qualität der Vorhersage untersucht, zuvor wird allerdings noch die synoptische Situation bei der Entwicklung und während des Lebenszyklus beschrieben. Auÿerdem wird im Fall vom 20. November 2008 die Entstehung des warmen Kerns genauer betrachtet. Zur Untersuchung der Qualität der Vorhersage wird auf Analysekarten des GFS- Modells, Bodendruckkarten des DWD (beides von und Satellitenbildern im Infrarotkanal des Wellenlängenbereichs 10,3-11,3 µm der polarumlaufenden NOAA Satelliten von zurückgegrien. Zunächst werden die Antriebsmechanismen, die in Kapitel 2 beschrieben wurden, analysiert. Die Simulation wird auf die Modellierung von Kaltluftvorstöÿen, hoher Baroklinität und potentieller Vorticityanomalien untersucht. Um eine Aussage darüber machen zu können, ob das COSMO-Modell das Polartief gut simulieren konnte, werden die Positionen, der Minimaldruck, der Wolkenstruktur und die maximale Windgeschwindigkeit betrachtet. Der warme Kern wird schlieÿlich durch Vertikalschnitte der potentiellen Temperatur, potentiellen Vorticity, Windgeschwindigkeit und der Vertikalbewegungen untersucht. 5.1 Polartief mit Spiralform In diesem Abschnitt wird ein Polartief mit Spiralform analysiert, das am 20. November 2008 westlich der Lofoten entstand. In Bezug auf Kapitel entstand dieses Polartief im Gebiet Küste Norwegen (Nord) Synoptische Situation Am 20. November 2008 erstreckt sich auf 500hPa ein Trog vom Nordmeer bis Russland mit einer abgeschlossenen Zirkulation über Nordnnland. Darunter sieht man in Abbildung 5.1 a) ein ausgedehntes Tiefdruckgebiet mit Zentrum über der Barentsee. Durch dieses Tiefdruckgebiet und einem Hoch über Grönland kommt es über dem Nordmeer zu einem ausgeprägten Nordwind, wobei auf etwa 70 nördlicher Breite vor der Küste Norwegens ein kleines Randtief (A) die Windrichtung beeinusst. So dreht der Wind in dem Bereich zunächst auf Ost, um dann wieder auf Nord und schlieÿlich auf West zu drehen. Dieses Druckminimum wird durch eine Arktikfront verursacht, die sich von Spitzbergen nach Süden erstreckt. In der Karte der äquivalent-potentiellen Temperatur 63

64 5 Ergebnisse auf 850hPa (Abb. 5.1 c) ) ist die Front sehr gut durch einen starken Gradienten von θ e zu erkennen. (a) 500hPa Geopotential [gpdm], rel. Topographie hpa [gpdm], Bodendruck [hpa]. (b) 2m Temperatur [ C]. (c) 850hPa äquivalent-potentielle Temperatur [ C] und Bodendruck [hpa]. Abbildung 5.1: , 00 UTC: 500hPa Geopotential mit Bodendruck, 2m Temperatur und 850hPa äquivalent-potentielle Temperatur. Quelle: (2010) Durch den Nordwind wird kalte Luft mit 5 bis 10 C über das relativ warme Wasser advehiert (vgl. Abb. 5.1 b)). Durch die beschriebene Windrichtungsänderung kommt es zusätzlich zu Konvergenz ((B) in Abb. 5.2 a)). In diesem Gebiet mit Reverse-Shear Baroklinität entwickelt sich das Polartief, das auf dem Satellitenbild von 3.08 UTC (Abb. 5.2 a) ) zum ersten Mal zu beobachten ist. Dort erkennt man auch die stark ausgeprägte Arktikfront (C), die sich meridional von Spitzbergen aus nach Süden erstreckt. Im weiteren Verlauf erreicht das Polartief gegen 06 UTC die Reifephase, es nimmt 64

65 5.1 Polartief mit Spiralform eine spiralförmige Struktur an und im Zentrum entwickelt sich ein wolkenfreies Auge, das man auf dem Satellitenbild in Abbildung 5.2 b) erkennen kann. Dabei ist die unterschiedliche Orientierung des Bildausschnitts zu beachten, die durch die Flugbahn des polarumlaufenden Satelliten bedingt ist. Das Bodentief und der Trog in der Höhe bleiben nahezu stationär. Das Polartief zieht schlieÿlich weiter nach Süden und erreicht beim Bindalsfjord schlieÿlich Land und zerfällt Qualität der Vorhersage Antriebsmechanismen Ein besonderes Merkmal dieser Polartiefentwicklung war die Arktikfront mit hoher Baroklinität über dem Nordmeer und die starke Konvergenz in diesem Bereich. COSMO gibt dies in der Simulation auch gut wieder. Betrachtet man Abbildung 5.3 a), erkennt man anhand des θ e -Gradienten auf 850hPa eine sehr hohe Baroklinität im Bereich der Arktikfront von 70 N 7 E bis 74 N 0 E. In Abbildung 5.3 b) sieht man, nimmt man geostrophisches Gleichgewicht an, eine vertikale Scherung des horizontalen Winds. Im Bereich der Arktikfront hat sich in der Höhe ein kleines, abgeschlossenes Tief gebildet. Zieht man nun noch die Abbildung 5.4 a) bezüglich des gefallenen Niederschlags hinzu, erkennt man bei 74 N und 72 N auf dem Nullmeridian zwei konvektive Zellen, die sich aber nicht zu einem Tiefdruckgebiet entwickeln. Das Polartief entwickelt sich im Bereich des Kaltluftvorstoÿes aus Nordosten und der Kaltluftadvektion aus Nordwesten in Abbildung 5.5 a) rot markiert. Aus Nordosten wird Luft von um 4 C advehiert, während die Luft aus Nordwesten Temperaturen von unter 10 C besitzt (vgl. Abb. 5.5 b) ). Aufgrund der Drängung der Isobaren ist der Wind aus Nordwesten stärker als aus Nordosten. Im Bereich der auftretenden Konvergenz kommt (a) UTC: Polartief im Entwicklungsstadium vor Norwegen südöstlich einer Arktikfront. (b) UTC: Spiralförmiges Polartief in der Reifephase. Abbildung 5.2: NOAA-18-Satellitenbilder. Polartief vor der Küste Norwegens. Quelle: (2010) 65

66 5 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 5.3: , 00 UTC: a) äquivalent-potentielle Temperatur auf 850 hpa und b) 500 hpa Geopotential mit Bodendruck, COSMO-EU. (a) (b) Abbildung 5.4: , 00 UTC: a) Niederschlag der letzten 3 Stunden und b) Vertikalgeschwindigkeit auf 700hPa, COSMO-EU. es zu Aufsteigen der Luft und zu Niederschlag (s. Abb. 5.4). Hier herrscht auch hohe Baroklinität, allerdings ist sie nicht derart ausgeprägt wie am nordwestlichen Ende der Arktikfront. Die Windscherung ist im Bereich der Entwicklung des Polartiefs geringer und der Gradient der äquivalent-potentiellen Temperatur kleiner (s. Abb. 5.3). Um zu untersuchen, ob COSMO auch den Einuss in der Höhe simulieren kann, wurde die Höhe der Tropopause untersucht. In Abbildung 5.6 a) ist die Tropopause südwestlich der Arktikfront bis auf etwa 5600 m abgesunken. Dies bedeutet ein Absinken stratosphä- 66

67 5.1 Polartief mit Spiralform (a) (b) Abbildung 5.5: , 00 UTC: a) 10m-Wind und b) 2m-Temperatur, COSMO-EU. rischer Luft mit hohen IPV-Werten, wodurch dort eine PVA entsteht. Um dies genauer zu untersuchen wurde entlang des Meridians 5 O ein Vertikalschnitt der isentropen potentiellen Vorticity gemacht (Abb. 5.6 b)). Darauf sieht man zwischen 68 N und 70 N tatsächlich eine PVA, die mit Werten von 3 PVU bis auf unter 6000 m absinkt. Auÿerdem zeichnet sich vom Boden bis auf ungefähr 2700 m zwischen 68 30'N und 71 N mit Werten von bis zu 5 PVU die Arktikfront ab. Betrachtet man zusätzlich das Geopotentialfeld auf 500hPa (Abb. 5.3 b)), also die Höhe, in der sich die Anomalie bendet, sieht man, dass die positive Vorticity weiter nach Osten advehiert wird. Im Bereich der Entwicklung des Polartiefs wird somit Hebung angeregt. Für die Entwicklung des Polartiefs werden die nötigen Antriebsmechanismen gut simuliert. Die Arktikfront, die auf den Satellitenbildern (Abb. 5.2) zu beobachten ist, wird auch von COSMO wiedergegeben. Allerdings entwickeln sich in der Simulation zwei konvektive Zellen, die im Satellitenbild nicht zu erkennen sind. Im Vergleich zu den Analysekarten ist der Einuss der Arktikfront auf das Bodendruckfeld ausgeprägter, was aber an der höheren Auösung des Modells und des Kartenausschnitts liegt. Position, Minimaldruck, maximale Windgeschwindigkeit und Wolkenstruktur Der weitere Verlauf der Simulation wird anhand eines Vergleichs von Position, Minimaldruck, maximaler Windgeschwindigkeit und der Wolkenstruktur mit der Analyse untersucht. Während der beginnenden Entstehung des Polartiefs zwischen 4 und 7 UTC in der Analyse konnte man in den COSMO-Simulationen noch keine sicheren Anzeichen auf die Entwicklung dieses Polartiefs erkennen. Die mit zwei Aufstiegsregionen verbundenen Niederschläge geben die Struktur einer Front oder Konvergenzlinie wieder (in Abbildung 5.7 durch zwei Kreuze markiert). Während sich später diese beiden Aufstiegsregionen zu einer vereinen, entwickelt sich 67

68 5 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 5.6: , 00 UTC: a) Tropopausenhöhe und b) Vertikalschnitt isentroper potentieller Vorticity [PVU] bei 5 O, COSMO-EU. (a) (b) Abbildung 5.7: , 06 UTC: a) Omega auf 700hPa und b) Niederschlag in den letzten 3 Stunden, COSMO-EU. bei (1) eine weitere, die auch zur Entwicklung des Polartiefs beiträgt. Zwischen 12 und 15 UTC entwickelt sich aus der Region des Druckminimums über den Lofoten und der konvektiven Region vor der Küste Norwegens das Polartief. Durch diesen Bildungsprozess ist die Position des Polartiefs in der Simulation während der Entwicklungsphase nicht auszumachen. Erst ab UTC kann man das Polartief lokalisieren. Ab 18 UTC erkennt man schlieÿlich auf den Bodendruckkarten und der Karte des Wolkenwasserund Wolkeneisgehalts die Struktur des Polartiefs (s. Abbildung 5.8). Die Reifephase mit 68

69 5.1 Polartief mit Spiralform (a) (b) Abbildung 5.8: , 18 UTC: a) Bodendruck und b) Wolkenwasser- und Wolkeneisgehalt der Atmosphäre, COSMO-EU. dem niedrigsten Bodendruck und der maximalen Windgeschwindigkeit erreicht das Polartief um 20 UTC, also ungefähr 13 bis 14 Stunden nach der Analyse (vgl. mit Tabelle 5.1). Diese Verzögerung ist auf die beschriebene Entwicklung des Polartiefs im Modell zurückzuführen. Da die Koordinatenangaben auf unterschiedlichen Breiten, wegen der Konvergenz der Meridiane, für die Abweichung zwischen der Simulation und der Analyse nicht gut vergleichbar sind, wurde in Abbildung 5.9 der Abstand zwischen dem Polartief in der Simulation und in der Analyse in Kilometern aufgetragen. Dabei fällt bei der Überprüfung der Positionen des Polartiefs in der Simulation gegenüber der Analyse auf, dass die Simula- UTC (Analyse) Position (Analyse) UTC (COSMO) Position (COSMO) Bodendruck 10m Wind [hp a] [ m] s (Analyse/ (Analyse/ COSMO) COSMO) -/- -/ N 9 O nicht erkennbar N 9 O nicht 967 (Reife)/ 33,4/- erkennbar N 9 O N 12 O -/ / N 10 O N 11 O -/ / N 11 O N 11 O -/ /23-26 Tabelle 5.1: Vergleich der Simulation mit der Analyse des Polartiefs am

70 5 Ergebnisse tion das Polartief zunächst zu weit östlich rechnet. In der weiteren Entwicklung bewegt sich das Polartief nach Osten und Süden. Dabei ist dies stets um etwa einen Breitengrad nördlicher als in der Analyse. So besteht um UTC ein Abstand zwischen Analyse und COSMO von 170 km und später Abstände um 110 km (siehe Abbildung 5.9). Verglichen mit dem Radius des Polartiefs von ungefähr 250 km ist dies eine Abweichung von mehr als die Hälfte des Radius. Der Minimaldruck der Simulation mit 966 bis 969 hpa stimmt sehr gut mit der Analyse von 967 hpa überein, allerdings wird er im Modell 13 bis 14 Stunden später erreicht. Die Windgeschwindigkeit von 33,4 m wird nicht erreicht. s Das Polartief in COSMO erreicht während der Reifephase um 20 UTC lediglich maximale Windgeschwindigkeiten von 23 bis 26 m. s Abbildung 5.9: Die Abweichung des Polartiefs am zwischen der Analyse und der Simulation. Aufgrund der Verfügbarkeit von Satellitenbildern sind die Zeitpunkte nicht in gleichem Abstand wählbar gewesen. Groÿe Unterschiede gibt es zunächst auch in der Wolkenstruktur. In der Entwicklungsphase sieht man auf den Satellitenbildern (siehe Abbildung 5.2) eine leicht kommaförmige Wolkenstruktur innerhalb der Arktikfront. Dies ist in der Simulation gar nicht auszumachen. Erst wenn sich das Polartief im Modell verstärkt, erkennt man eine Spiralform, die der Wolkenstruktur auf den Satellitenbildern sehr ähnlich ist. Dies hängt mit der dualen Enwicklung und des späteren Zusammenschlieÿens, das vorhin beschrieben wurde, zusammen und in der Analyse nicht beobachtet wurde. Schlieÿlich, um 3 UTC, erreicht das Polartief im Modell bei 64 30'N 12 E die norwegische Küste. Kurze Zeit danach zerfällt das Polartief und verliert seine spiralförmige Struktur aufgrund des Abschneidens von der Energiequelle Ozean. 70

71 5.2 Polartief mit Kommaform Zusammenfassung Das Polartief am 20. November 2008 entwickelte sich innerhalb einer stark ausgeprägten Arktikfront, an der starke Konvergenz herrschte. Verstärkt wurde die Entwicklung durch eine PVA, die bis auf 5000 m mit Werten von bis zu 7 PVU vorstieÿ. In nur sechs Stunden entstand ein spiralförmiges Polartief vor der Küste Norwegens westlich der Lofoten. Nur weitere acht bis zehn Stunden später erreichte es Land und zerel aufgrund der fehlenden Energiezufuhr durch fühlbare Wärmeüsse vom Ozean in die Luft. In der Simulation wurden die Antriebsmechanismen gut dargestellt und stimmten mit der Analyse überein. Es bildete sich eine Arktikfront aus, die auch auf den Satellitenbildern so erkennbar war. Die anfängliche Entwicklung wich allerdings von der Analyse ab. Während auf den Satellitenbildern bereits eine sich formende Spiralwolke erkennbar war, fand die Entwicklung im Modell, ausgehend von der Arktikfront westlich der Lofoten und einem Druckminimum, das sich von einem synoptischen Tief über der Barentsee ablöste, statt. Dadurch verzögerte sich die Entstehung des Polartiefs und im Gegensatz zur Analyse erreichte das Polartief erst 13 bis14 Stunden später die Reifephase. Die Dierenz in der Position zwischen Analyse und Modell lässt sich durch die Bildung des Polartiefs in der Simulation vor den Lofoten erklären, während es in der Realität weiter östlich entstand. Die Verzögerung in der Entwicklung trägt zusätzlich zur Dierenz bei. Die Wolkenstruktur weiste erst ab etwa 18 UTC eine Spiralform auf, die mit der Struktur des Polartiefs in der Analyse sehr gut übereinstimmte. Nachdem das Polartief um 3 UTC die Küste Norwegens erreichte, zerel es wie erwartet durch den Verlust der Energiequelle und verlor auch die Wolkenstruktur. 5.2 Polartief mit Kommaform Das in diesem Abschnitt behandelte Polartief entwickelte sich am 7. März 2011 südlich eines Tiefdruckgebiets in der Polarfront über dem Nordmeer. Verglichen mit den beschriebenen Entstehungsgebieten in Kapitel 3.3.1, bildet sich das Polartief in der Region Nordmeer (Süd), allerdings in einer dafür untypischen synoptischen Situation, die der des Gebiets Kap Farewell ähnelt Synoptische Situation Auf den entsprechenden Analysekarten in Abbildung 5.10 erkennt man in der Höhe auf 500hPa ein abgeschlossenes Tief zwischen Grönland und Island und einen blockierenden Hochdruckrücken über Mitteleuropa, der sich bis nach Skandinavien erstreckt. Am Boden bendet sich das dazu korrespondierende Hochdruckgebiet über Osteuropa. Dadurch werden die Tiefdruckgebiete nach Norden abgelenkt und ziehen über das Nordmeer Richtung Spitzbergen. Zum beschriebenen Zeitpunkt bendet sich jeweils ein ausgeprägtes Tief vor der Südküste Grönlands und südwestlich von Spitzbergen. Verbunden sind diese Tiefdruckgebiete durch zwei kleinere Tiefdruckgebiete (Tiefdruckrinne) an der Ostküste Grönlands. Der Analysekarte der äquivalent-potentiellen Temperatur auf 850hPa (Abb b)) kann man entnehmen, dass südlich dieser Tiefdruckgebiete eine ausgeprägte barokline Zo- 71

72 5 Ergebnisse (a) 500hPa Geopotential [gpdm], rel. Topographie hpa [gpdm], Bodendruck [hpa]. (b) 850hPa äquivalent-potentielle Temperatur [ C] und Bodendruck [hpa]. Abbildung 5.10: , 18 UTC: 500hPa Geopotential mit Bodendruck und 850hPa äquivalent-potentielle Temperatur. Quelle: (2010) ne besteht, die durch den Vorstoÿ feuchter und milder Luft, bedingt durch den Durchzug der Warmfront des Tiefdruckgebiets vor Spitzbergen, noch verstärkt wird. Verglichen mit den Gradienten der äquivalent-potentiellen Temperatur des zuvor beschriebenen Fallbeispiels, ist dieser stärker ausgeprägt. Die Baroklinität ist also höher, als bei den anderen Entwicklungen von Polartiefs. In diesem Gebiet entwickelt sich auch nordöstlich von Island das hier behandelte Polartief. Auf dem Satellitenbild in Abbildung 5.12 a) ist zu diesem Zeitpunkt bereits ein konvektives Wolkenfeld zu sehen. Aus dieser konvektiven Zelle entstand am 7. März gegen 18 UTC das Polartief. In der weiteren Entwicklung bleibt das Tief bei Spitzbergen nahezu stationär und verliert an Intensität, was anhand des Drucks im Zentrum des Tiefs in den Abbildungen 5.10 a) und 5.11 b), zum Zeitpunkt 6 UTC am 8. März 2011, gesehen werden kann. Aufgrund der Zirkulation am Boden kommt es im Westen und Südwesten des Tiefs zur Kaltluftadvektion aus Nordwesten über das Nordmeer. Dies begünstigt die Konvektion durch die Abgabe fühlbarer Wärme vom Ozean an die Luft und die dadurch bedingte weitere Destabilisierung der Atmosphäre (siehe Kapitel 2.2). Der Trog auf 500hPa hat sich in diesem Zeitraum intensiviert und somit auch die Vorticityadvektion trogvorderseitig im Bereich der Entwicklung des Polartiefs (schwarzer Rahmen in Abbildung 5.11 a) ). Zu diesem Zeitpunkt hat das Polartief das Reifestadium erreicht. Auf dem Satellitenbild erkennt man eine klare Kommaform (Abb b) ), die auf die erhöhte Baroklinität zurückzuführen ist (vgl. Kapitel 2.4.4). Wenige Stunden später trit das Polartief an der Südküste von Spitzbergen auf Land, was schlieÿlich zum Zerfall der Kommawolke führt. 72

73 5.2 Polartief mit Kommaform Qualität der Vorhersage Antriebsmechanismen Die groÿskalige synoptische Situation in der Simulation stimmt mit der Situation der Analyse überein. Über Europa liegt ein blockierendes Hochdruckgebiet, dass die Tiefdruckgebiete nach Norden ablenkt. Es entsteht eine Südwestwindzone über dem Nord- (a) 500hPa Geopotential [gpdm], Advektion abs. Vorticity [ 1 h 2 ]. (b) DWD-Bodenanalysekarte Abbildung 5.11: , 06 UTC: 500hPa Advektion absoluter Vorticity und Bodenanalysekarte. Quelle: (2010) (a) , UTC: Konvektives Wolkenfeld nordöstlich von Island hinter einem synoptischen Tief, das sich zum Polartief weiterentwickelt. (b) , UTC: Kommaförmiges Polartief südlich von Spitzbergen. Abbildung 5.12: NOAA-16-Satellitenbilder. Synoptisches Tiefdruckgebiet bei Spitzbergen mit nachfolgendem Polartief. Quelle: (2010) 73

74 5 Ergebnisse Abbildung 5.13: , 18 UTC: Radiosondenaufstieg von Jan Mayen im Stüwe- Diagramm. Quelle: weather.uwyo.edu/upperair/sounding.html (2011) meer. Diese weist eine hohe Baroklinität auf, was zum einen durch einen Gradienten von θ e auf Abbildung 5.14 a) und zum anderen durch die stärkere Drängung der Isohypsen auf 500hPa gegenüber der Isobaren am Boden auf Abbildung 5.14 b) erkennbar ist. Radiosondenaufstiege auf Jan Mayen (71 N 9 W) bestätigen diese Erkenntnis. Um 12 UTC (nicht gezeigt) herrschen am Boden Winde mit einer Stärke von 12kn, während auf 500hPa 60 kn gemessen werden. Auch um 18 UTC besteht noch eine Dierenz von 32kn zwischen Boden und 500hPa (vgl. Abb. 5.13). Auf 800 hpa liegt eine Inversion, unter der die Temperatur- und Taupunktkurven ab ungefähr 980 hpa aufeinander liegen. Dies weist auf Konvektion unter der Inversion hin. Damit hochreichende Konvektion möglich wird, muss die Inversion zunächst, durch z. B. latente Erwärmung, abgebaut werden. Da Jan Mayen westlich der Entstehungsregion und am Nordrand der Polarfront liegt, können diese Daten nicht äquivalent auf die Situation der Polartiefentwicklung übernommen, aber aufgrund der groÿskaligen Situation als ähnlich angenommen werden. In dieser Südwestwindzone entsteht bei 71 30'N 5 O zunächst ein hochreichendes, konvektives Wolkenfeld, aus dem sich später das Polartief entwickelt. Daraus lässt sich schlieÿen, dass dort, im Vergleich zu Jan Mayen, keine Inversion (mehr) besteht. Auf Abbildung 5.15 erkennt man, dass dort leichte Kaltluftadvektion aus Westen einsetzt und die Konvektion begünstigt. Die advehierte Luft hat Temperaturen von 4 C bis 1 C. Die Luft weiter westlich sogar Temperaturen von unter 7 C, da dort Advektion ausgehend von Grönland stattndet. In Kapitel wird neben hoher Baroklinität hinter einem synoptisch-skaligen Tiefdruckgebiet auch ein zweites Vorticitymaximum, im Vergleich zum ersten Maximum im Trog, weiter stromaufwärts im Jetstream als Entwicklungsmerkmal für eine Kommawolke genannt. Um dies zu untersuchen wurden die Vorticity und die Advektion der absoluten Vorticity betrachtet. 74

75 5.2 Polartief mit Kommaform (a) (b) Abbildung 5.14: , UTC: a) äquivalent-potentielle Temperatur auf 850 hpa und b) 500 hpa Geopotential mit Bodendruck, COSMO-EU. (a) (b) Abbildung 5.15: , UTC: a) 10m-Wind und b) 2m-Temperatur, COSMO- EU. Um UTC erkennt man auf Abbildung 5.16 a) ein Vorticitymaximum im Trog südlich von Spitzbergen (A) und ein zweites weiter stromaufwärts (B). Zusammen mit der Baroklinität und der Konvektion wären die Bedingungen gegeben. Allerdings liegt das Wolkenfeld, aus dem sich die Kommawolke entwickelt weiter südlich, am Rand des Vorticityminimums (C). Auf Abbildung 5.16 b) erkennt man im Bereich des Wolkenfelds dennoch eine leichte positive Vorticityadvektion. Die Bedingungen für die Bildung eines Polartiefs in Kommaform sind also auch in der 75

76 5 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 5.16: , UTC: a) absolute Vorticity und b) Advektion absoluter Vorticity auf 500hPa, COSMO-EU. Simulation gegeben. Es herrscht eine hohe Baroklinität, von Westen wird kalte Luft advehiert, die Konvektion anregt und in der Höhe ist positive Vorticityadvektion gegeben. Allerdings wird das zweite Vorticitymaximum in der Höhe nördlich der Entstehungsregion des Polartiefs dargestellt. Dieses wird durch positive Vorticityadvektion aufgrund der Windrichtung zunächst keinen Einuss auf die Entwicklung haben. Ob die positive Vorticityadvektion im Bereich des Wolkenfelds ausreicht, damit sich daraus ein Polartief entwickelt, wird im nächsten Abschnitt untersucht. Position, Minimaldruck, maximale Windgeschwindigkeit und Wolkenstruktur Anders als bei dem vorherigen Fallbeispiel, stehen hier keine Daten bezüglich des Minimaldrucks und der maximalen Windgeschwindigkeit zur Verfügung. Der Minimaldruck wurde daher aus den Bodendruckanalysen des DWD abgeschätzt. Aufgrund der groÿen Auösung (z.b. Isobarenabstand von 5 hpa) konnte das nicht genau erfolgen. Die Windgeschwindigkeit konnte nicht ermittelt werden. Somit wird die Bewertung der Vorhersage durch COSMO-EU hauptsächlich bezüglich der Position und der Wolkenstruktur erfolgen. Im weiteren Verlauf zieht das System mit dem Wind südlich des synoptisch-skaligen Tiefdruckgebiets über der Grönlandsee weiter nach Nordosten. Verglichen mit der Position in der Analyse liegt die Simulation zu Beginn der Beobachtung etwa 430 km zu weit östlich (vgl. Abbildung 5.17 und Tabelle 5.2), und somit stromabwärts gegenüber dem beobachteten Polartief. Verglichen mit dem Radius des Systems mit etwas über 100 km ist dies eine sehr groÿe Abweichung. Zurückzuführen ist dies darauf, dass die Kommawolke in der Analyse am nördlichen Rand der Polarfront entstand, in der Simulation aber mehr innerhalb der Polarfront, so dass die Zuggeschwindigkeit aufgrund der höheren Windgeschwindigkeiten am Boden und in der Höhe gröÿer ist. Bis 3.30 UTC 76

77 5.2 Polartief mit Kommaform Abbildung 5.17: Die Abweichung des Polartiefs am zwischen der Analyse und der Simulation. Aufgrund der Verfügbarkeit von Satellitenbildern sind die Zeitpunkte nicht in gleichem Abstand wählbar gewesen. nimmt der Abstand zwischen Analyse und Simulation auf 290 km ab. Mit dem Erreichen der Reifephase um 3.30 UTC und der Abschwächung der Polarfront verlangsamt sich die Bewegung im Modell also merklich und die Abweichung nimmt in der weiteren Entwicklung auf etwa 225 km ab. Als das Polartief um UTC schlieÿlich an der Küste Spitzbergens Land erreicht, beträgt der Abstand zur Analyse lediglich noch 75 km. Die Abbremsung des Systems zu dem Zeitpunkt ist auf die gröÿere Reibung über Land und auf den Zerfall zurückzuführen. In der Analyse wird die Reifephase zwischen 5 UTC und 7 UTC erreicht. Der Minimaldruck lag zu diesem Zeitpunkt zwischen 975 und 980 hpa. In der Simulation wurde dagegen ein Minimaldruck von 972 bis 975 hpa errechnet. Das Modell hat den Bodendruck also unterschätzt. Zeitlich ergibt sich eine Dierenz von etwa zwei Stunden. Betrachtet man nun die Wolkenstruktur, erkennt man in der weiteren Entwicklung keine groÿe Ähnlichkeit mit der Analyse. Während das beobachtete Polartief eine kommaförmige Wolkenstruktur annimmt, behält diese in der Simulation die Form einer konvektiven Zelle (siehe Abbildung 5.18). Nimmt man eine Kommaform an, so bildet sich in der Simulation lediglich der Kommakopf aus. Ein Kommaschwanz ist höchstens ansatzweise auszumachen. Dieser Umstand führt auf die Problematik bezüglich des zweiten Vorticitymaximums in der Höhe zurück. Dieses war in der Simulation nördlich des Systems und konnte aufgrund der Windrichtung keinen Einuss auf die anfängliche konvektive Zelle ausüben. 77

78 5 Ergebnisse UTC (Analyse) Position (Analyse) UTC (COSMO) Position (COSMO) Bodendruck [hp a] (Analyse/ COSMO) N 7 W 'N 5 O -/ N 5 W N 7 O -/ N 6 O 'N -/ O N 10 O N 19 O / N 12 O 'N -/ 'O N 14 O N 21 O / N 15 O 'N -/ O N 16 O N 19 O -/ Tabelle 5.2: Vergleich der Simulation mit der Analyse des Polartiefs am Abbildung 5.18: , 5.30 UTC: Wolkenwasser- und Wolkeneisgehalt der Atmosphäre, COSMO-EU. Die geringe positive Vorticityadvektion im Bereich des Wolkenfeldes reichte für die Bildung einer vollentwickelten Kommawolke nicht aus. Dennoch überschätzte das Modell in 78

79 5.3 Polartief mit Mischform der weiteren Entwicklung den Minimaldruck und vor allem die Zuggeschwindigkeit des Systems Zusammenfassung Die Groÿwetterlage dieses Fallbeispiels wurde von COSMO gut wiedergegeben. Bezüglich der Bildung des Polartiefs entstanden aber Diskrepanzen zwischen Modell und Analyse. Entscheidend war dabei das zweite Vorticitymaximum, das auf das Wolkenfeld keinen Einuss hatte. Die in der Region der konvektiven Zelle herrschende positive Vorticityadvektion reichte zur Bildung eines Polartiefs nicht aus, obwohl die anderen Antriebsmechanismen gut simuliert wurden. Dadurch wird deutlich, dass zur Entwicklung und Intensivierung eines Polartief ein Antrieb in der Höhe wichtig ist. Die Wolkenstruktur wurde daher ebenfalls nicht korrekt modelliert. Es bildete sich eine nahezu kreisförmige Form, die einer konvektiven Zelle ähnelte. Ein Kommaschwanz entsteht ansatzweise im Osten des Systems. Ein weiterer Unterschied war in der Position zu erkennen. Die Intensität und Zuggeschwindigkeit wurden überschätzt. Das führte zu vergleichsweise groÿen Abständen zwischen Modell und Analyse, teils war dieser 4-fach gröÿer als der Radius des Systems. 5.3 Polartief mit Mischform Dieses Polartief entstand im Gebiet Spitzbergen am 17. November 2008 und weiste in der Reifephase eine Wolkenstruktur auf, die sowohl Merkmale einer Spirale, als auch einer Kommawolke zeigte Synoptische Situation In 500hPa liegt ein Trog über Finnland und einer mit kleinerer Amplitude nördlich von Island (Abb a)). Die Polarfront ist recht weit nach Norden verschoben und reicht von Südgrönland über Island bis nach Norwegen und über die Ostsee hinweg. Auÿerdem ist über Spitzbergen ein Trog zu erkennen. Am Boden liegt ein Tiefdruckgebiet nordöstlich von Island, ein weiteres, schwächeres Tief südöstlich von Spitzbergen und ein Hochdruckgebiet über Grönland, sowie über dem Nordatlantik im Bereich der Azoren. Über Island liegt somit eine Westwindzone und über dem Nordmeer südwestlich von Spitzbergen herrscht leichter östlicher bis nordöstlicher Wind. Zwischen mittlerer Troposphäre und dem Boden herrscht eine starke Windscherung, was hohe Baroklinität bedeutet. Dies bestätigt auch ein Blick auf Abbildung 5.19 c), welche die äquivalent-potentiellen Temperatur in 850hPa zeigt, auf der ein Gradient von θ e ersichtlich ist. Zusammen mit der Karte der 2m-Temperatur kann man nun erkennen (Abb b)), dass ein Kaltluftvorstoÿ von Spitzbergen, wo Temperaturen um 20 C herrschen, über das Nordmeer stattndet. Auÿerdem liegt am Boden in Windrichtung links die warme Luft, was bedeutet, dass es sich um Reverse-shear Baroklinität handelt (vgl. Kapitel 2.1.1). 79

80 5 Ergebnisse (a) 500hPa Geopotential [gpdm], rel. Topographie hPa [gpdm] und Bodendruck [hpa]. (b) 2m Temperatur [ C]. (c) 850hPa äquivalent-potentielle Temperatur [ C] und Bodendruck [hpa]. Abbildung 5.19: , 06 UTC: 500hPa Geopotential mit Bodendruck, 2m Temperatur und 850hPa äquivalent-potentielle Temperatur. Quelle: (2010) Im weiteren Verlauf des 17. Novembers verlagert sich der Trog nördlich von Island weiter nach Nordosten und verstärkt sich. Im Zusammenhang damit zieht auch das Tiefdruckgebiet am Boden, welches dem Trog vorgelagert ist, über dem Nordmeer Richtung der Nordküste Norwegens und intensiviert sich ebenfalls. Dadurch gewinnen die Bodenwinde an Stärke. Das Polartief entwickelt sich nördlich dieses Tiefdruckgebiets, südwestlich von Spitzbergen im Bereich des Kaltluftvorstoÿes und der hohen Baroklinität (A), wo sich im Satellitenbild auch eine Arktikfront abzeichnet (Abb a)). Durch den kurzwelligen Trog in der Höhe über Spitzbergen ndet dort auÿerdem positive Vorticityadvektion 80

81 5.3 Polartief mit Mischform statt. Während der Intensivierung verlagert sich das Polartief Richtung Südwesten. Auf den Analysekarten ist dies nur schwer erkennbar, da das Polartief, im Vergleich zum synoptischen Tief mit einer Gröÿe von 1400 km, lediglich eine Ausdehnung von etwa 500 km hat. Am frühen Morgen des 18. November gegen 2 UTC erreicht das Polartief laut Noer and Lien (2010) die Reifephase. Bis dahin hat sich das Polartief mit dem Nordostwind nach (B) verlagert und weist eine leicht spiralförmige Struktur auf, aber auch Ansätze einer Kommawolke (Kommaschwanz) (Abb b)), was auf die ausgeprägte Baroklinität zurückzuführen ist. Das groÿskalige Tiefdruckgebiet bendet sich zu dem Zeitpunkt vor der Nordküste Norwegens und verliert an Intensität. Bis zum Zerfall des Polartiefs bei 74 N 0 O verlagert sich dieses hinter dem synoptischen Tief weiter nach Süden Qualität der Vorhersage Antriebsmechanismen Wie im vorherigen Abschnitt beschrieben, entstand das Polartief westlich von Spitzbergen im Bereich einer Arktikfront mit Kaltluftvorstoÿ von Spitzbergen über das Meer und positiver Vorticityadvektion in der Höhe. Vergleicht man nun die Analyse mit der Modellsimulation, kann man sagen, dass alle Antriebsmechanismen in der Simulation mit der Analyse gut übereinstimmen. Durch die Tiefdruckgebiete über dem Nordmeer und südwestlich von Spitzbergen wird ein Kaltluftvorstoÿ von Spitzbergen nach Westen über das Nordmeer bedingt, mit Temperaturen über Spitzbergen von -15 C bis unter -30 C (s. Abb. 5.21). Die Temperaturen sind somit teilweise kälter als in der Analyse, wo Temperaturen um -20 C herrschten. Dieser (a) , UTC: NOAA-15- Satellitenbild. Nordmeer mit Arktikfront südwestlich von Spitzbergen. (b) , UTC: NOAA-18- Satellitenbild. Polartief in der Reifephase. Abbildung 5.20: NOAA-Satellitenbilder. Arktikfront und Polartief. Quelle: (2010) 81

82 5 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 5.21: , 06 UTC: a) 10m-Wind und b) 2m-Temperatur, COSMO- EU. Unterschied kann auf die Auösung der Karten zurückzuführen sein. (a) (b) Abbildung 5.22: , 06 UTC: a) äquivalent-potentielle Temperatur auf 850 hpa und b) 500 hpa Geopotential mit Bodendruck, COSMO-EU. Durch die Konvergenz am Boden, auf der Windkarte (Abb a) ) rot markiert, und der zusätzlichen hohen Baroklinität in diesem Gebiet, entsteht südwestlich von Spitzbergen eine Arktikfront, in der sich schlieÿlich auch das Polartief entwickelt. Die Baroklinität ist zum einen durch einen Gradienten der äquivalent-potentiellen Temperatur auf 850 hpa und zum anderen durch die Windscherung zwischen Boden und 500 hpa erkennbar (am 82

83 5.3 Polartief mit Mischform Boden leichter Wind aus Osten, wenn man ihn als geostrophisch annimmt; in der Höhe Wind aus Westen => Reverse-Shear Baroklinität, vgl. Abb. 5.22). (a) (b) Abbildung 5.23: , 06 UTC: a) Tropopausenhöhe und b) Vertikalschnitt isentroper potentieller Vorticity [PVU] bei 7 O, COSMO-EU. Betrachtet man Abbildung 5.23 a), so erkennt man im Bereich der Entwicklung des Polartiefs (C) kein auälliges Absinken der Tropopause. Allerdings zeigt sich zwischen 74 N und 76 N ein starker Gradient der Tropopausenhöhe. Um diese Region näher zu betrachten, eignet sich ein Vertikalschnitt der isentropen potentiellen Vorticity. Abbildung 5.23 b) zeigt einen solchen Vertikalschnitt bei 7 O, an anderen Längengraden haben die Vertikalschnitte eine ähnliche Struktur. Man sieht deutlich einen Vorstoÿ isentroper potentieller Vorticity von bis zu 2 PVU nach unten bis auf etwa 5000m, was in etwa 500 hpa entspricht, im Bereich des Gradienten der Tropopausenhöhe. In dieser Höhe herrscht, wie in Abb b) gesehen, Westwind, wodurch die positive IPV Richtung Arktikfront advehiert wird. Diese PVA in der Höhe trug also durch Advektion positiver Vorticity und dadurch ausgelöste Hebungsprozesse und den Anstoÿ zyklonaler Rotation am Boden (vgl. Kapitel 2.3) zur Entwicklung des Polartiefs bei. Die linienhafte Struktur in Abb b) ist dynamisch nicht erklärbar und auf Fehler im Modell zurückzuführen. Die groÿskalige synoptische Situation gibt COSMO sehr gut wieder. Auch die Antriebsmechanismen für die Entstehung eines Polartiefs sind gegeben und passen gut zu der Analyse. Lediglich bezüglich der Temperatur des Kaltluftvorstoÿes gibt es eine Differenz von 5 bis 10 C. Position, Minimaldruck, maximale Windgeschwindigkeit und Wolkenstruktur Nun wird der weitere Verlauf der Vorhersage betrachtet. Dabei wird die Position des Polartiefs, der Minimaldruck, die maximale Windgeschwindigkeit und schlieÿlich die Wolkenstruktur untersucht, jeweils im Vergleich zur Analyse. In Tabelle 5.3 sind die einzelnen 83

84 5 Ergebnisse UTC (Analyse) Position (Analyse) UTC (COSMO) Position (COSMO) Bodendruck [hp a] (Analyse/ COSMO) 10m Wind [ m] s (Analyse/ COSMO) N 5 O N 7 O -/ / N 3 O N 5 30'O -/ / N 2 O N 5 O -/ / N 2 O 'N 2 O 980 (Reife)/ 20,6/ N 2 O N 1 O -/ / N 1 O N 1 O -/ / N 1 O 'N 1 O -/ / N 1 O N 1 O -/ / N 0 O N 2 O -/ /18-20 Tabelle 5.3: Vergleich der Simulation mit der Analyse des Polartiefs am Positionen, sowie der Minimaldruck und die maximale Windgeschwindigkeit in Analyse und Modell gegenübergestellt. Für die Simulation wurden alle Bodendruckwerte und Windgeschwindigkeiten aufgezeichnet, um erkennen zu können, wann das Polartief das Reifestadium erreicht hat. Die Positionen zu Beginn der Entwicklung des Polartiefs stimmen sehr gut überein. Erst im weiteren Verlauf wird die Abweichung zwischen Analyse und Modell immer gröÿer. Interessant ist, dass die Simulation bezüglich der Position zunächst in Zugrichtung hinter der Analyse, aber spätestens ab 2.00 UTC vor der Analyse liegt. Während das Polartief in der Analyse zunächst Richtung Westen zieht, hat die Zugrichtung in der Simulation bereits eine leichte südliche Komponente. Als sich die Zugrichtung des Polartiefs, nach dem Durchzug des synoptischen Tiefdruckgebiets weiter nach Osten, in Richtung Süden ändert, ist das Polartief in der Simulation bereits weiter nach Süden vorgedrungen und liegt somit vor der Analyse. In Abbildung 5.24 ist der Abstand zwischen dem Polartief in der Simulation und in der Analyse aufgetragen. Dort erkennt man sehr gut, dass um UTC Analyse und Simulation mit nur etwa 50 km Abstand zueinander gut übereinstimmen. In der weiteren Entwicklung entsteht allerdings ein gröÿerer Abstand von bis zu 167 km um 7.00 UTC, der durch die bereits anfänglich leicht nach Süden gerichtete Zugrichtung in der Simulation zustande kommt. Im Reifestadium um 2.00 UTC beträgt die Abweichung lediglich 56 km. Zu dem Zeitpunkt ändert sich die Zugrichtung von West auf Süd und man erkennt einen Abstand zwischen Simulation und Analyse von einem halben Breitengrad. Später beträgt der Abstand allerdings wieder einen Breitengrad und somit ist auch der Abstand in Kilometern deutlich gröÿer. Der Minimaldruck (s. Tabelle 5.3, Reifestadium um 2.00 UTC), wird von COSMO um 4 bis 7 hpa überschätzt, während die maximale Windgeschwindigkeit mit 20 bis 22 m gegenüber 20,6 m in der Analyse sehr gut simuliert s s 84

85 5.3 Polartief mit Mischform Abbildung 5.24: Die Abweichung des Polartiefs am zwischen der Analyse und der Simulation. Aufgrund der Verfügbarkeit von Satellitenbildern sind die Zeitpunkte nicht in gleichem Abstand wählbar gewesen. wird. (a) (b) Abbildung 5.25: , 3.30 UTC: a) Niederschlag der letzten 3 Stunden und b) Wolkenwasser- und Wolkeneisgehalt, COSMO-EU. Betrachtet man nun die Wolkenstruktur anhand des Niederschlags und des Wolkenwasserund Wolkeneisgehalts, erkennt man, dass COSMO auch diese gut simuliert. So entwickelt sich zunächst eine Arktikfront südwestlich von Spitzbergen, die in der Struktur einen 85

86 5 Ergebnisse leichten Bogen zeigt und dadurch leicht von der Analyse abweicht. Im weiteren Verlauf nähern sich Simulation und Analyse an und zeigen nahezu die gleichen Strukturen. In den Karten in Abb spiegelt sich eine ähnliche Wolkenstruktur wieder, wie auf dem Satellitenbild (vgl. Abb auf Seite 81). Ebenso stimmen die Regionen starken Niederschlags in der Struktur mit den Regionen hochreichender Konvektion auf den Satellitenbildern (weiÿe Wolken) sehr gut überein. Dabei muss man natürlich den leichten Versatz bezüglich der Position, der vorhin beschrieben wurde, berücksichtigen Zusammenfassung Mit dem Polartief vom 17. November 2008 bis 18. November 2008 wurde ein Fall untersucht, der sich durch einen starken Kaltluftvorstoÿ und ausgeprägte Baroklinität auszeichnete. Das Polartief wird von COSMO insgesamt gut simuliert. Die Antriebsmechanismen werden dargestellt und lösen eine Entwicklung aus, die nahe an der Realität liegt. Durch das Zusammenspiel des starken Kaltluftvorstoÿes und der dadurch sehr hohen Baroklinität im Gebiet des Entstehens entwickelt sich ein Polartief, das bezüglich der Wolkenstruktur eine Mischform zwischen Spirale und Kommawolke annimmt. Die Abweichung von der wirklichen Position des Polartiefs beträgt zu Beginn der Simulation lediglich 50 km, zum Ende 126 km, was an der leicht südlichen Komponente der Zugrichtung in den ersten Stunden liegt. Der Druck im Zentrum wird um bis zu 7 hpa überschätzt, während die maximale Windgeschwindigkeit gut mit der Analyse übereinstimmt. Auch der Zeitpunkt des Reifestadiums um 2.00 UTC trit die Simulation sehr genau. Die Wolkenstruktur gibt COSMO ebenfalls sehr gut wieder. Abgesehen von der anfangs leicht gebogenen Arktikfront, entwickelt sich das Polartief in der Simulation bezüglich der Wolkenstruktur vergleichbar zur Struktur des Polartiefs auf den Satellitenbildern. 5.4 Polartief mit Spiralform, schlechte Vorhersage Das Polartief mit Spiralform, welches in diesem Abschnitt betrachtet wird, entwickelte sich am 19. November 2008 im Gebiet Küste Norwegen (Nord) Synoptische Situation In der Abbildung 5.26 a) erkennt man über Norwegen einen Trog und über dem Nordatlantik einen Hochdruckrücken. Am Boden bendet sich ein Tiefdruckgebiet vor der Nordküste Norwegens, das auch schon in Kapitel 5.3 beim Polartief am 17. November beschrieben wurde. Westlich des Tiefdruckgebiets kommt es zu einem Kaltluftvorstoÿ aus Norden, wo zu der Zeit Temperaturen um 5 C herrschen (Abb b)). Die Windscherung zwischen 500hPa und dem Boden, sowie ein ausgeprägter Gradient der äquivalentpotentiellen Temperatur in dieser Region bedingt hohe Baroklinität, allerdings geringere als im ersten vorgestellten Fall. Die wärmere Temperatur in Windrichtung links lässt auf Reverse-shear-Baroklinität schlieÿen. Das Polartief entstand hinter dem Tiefdruckgebiet im Bereich des Kaltluftvorstoÿes und erreichte bereits abends gegen 20 UTC bei (A) in Abb a)die Reifephase. In 86

87 5.4 Polartief mit Spiralform, schlechte Vorhersage dieser kurzen Zeit (6 bis 8 Stunden) hat sich an der synoptischen Gesamtsituation nicht viel geändert. Der Trog in 500hPa und das Tiefdruckgebiet am Boden haben sich etwas weiter nach Osten über Skandinavien verlagert. Auf dem Satellitenbild vom 19. November 2008 um 3.19 UTC (Abb a) ) erkennt man, dass das Polartief eine Spiralform angenommen hat. Somit waren bei der Entwicklung die thermischen Antriebe stärker als die baroklinen Prozesse. Wie zuvor gesehen, ist die Baroklinität auch nicht so groÿ wie beim Polartief, das am 17. November entstand, wodurch dieses auch keine solch ausgeprägte Spiralform angenommen hatte. Am 19. November verstärkt sich der Trog über Skandinavien weiter und das Tiefdruckgebiet zieht aufgrund eines blockierenden Hochs über Russland nach Norden über die Barentsee. Das Polartief nähert sich gegen 13 UTC der norwegischen Küste und zerfällt (Abb b)) Qualität der Vorhersage Antriebsmechanismen Zur Betrachtung der Antriebsmechanismen in der Simulation werden die Bedingungen um 12 UTC analysiert. Auf Abbildung 5.28 ist der Wind, sowie die 2m-Temperatur zu erkennen. Daraus wird ersichtlich, dass im Bereich der potentiellen Entwicklung des Polartiefs (A) Kaltluftadvektion stattndet. Der Wind weht aus Ost bis Nordost und advehiert Luft mit Temperaturen von 0 C in das Gebiet der Entstehung. Im Vergleich zu Kaltluftvorstöÿen vom Eis über das Wasser kann man diese Temperatur fast als mild bezeichnen. Betrachtet man die fühlbaren Wärmeüsse an der Oberäche (Abb. 5.29), sieht man, dass keine nennenswerten Flüsse ausgelöst werden. Im Bereich der Bildung des Polartiefs hätten die Flüsse Werte zwischen 10 und 70 W/m 2 und somit nur einen (a) 500hPa Geopotential [gpdm], rel. Topographie hpa [gpdm], Bodendruck [hpa]. (b) 2m-Temperatur [ C] Abbildung 5.26: , 12 UTC: 500hPa Geopotential mit Bodendruck und 2m Temperatur. Quelle: (2010) 87

88 5 Ergebnisse geringen Einuss auf die Entwicklung. Anhand Abb wird die Baroklinität analysiert. Auf 5.30 a) erkennt man bei (A) einen deutlichen Gradienten von θ e, was auf hohe Baroklinität hinweist. Schaut man sich zusätzlich Abb b) an, sieht man anhand der Drängung der Isobaren bzw. Isohypsen, dass der Wind mit der Höhe abnimmt und nach links dreht. Dies bestätigt die Kaltluftadvektion und das Bestehen von Reverse-shear Baroklinität. Um eine bestehende PVA in der Höhe erkennen zu können, betrachtet man die Tropopausenhöhe (Abb. 5.31). Über dem Nordmeer ist eine ausgeprägte PVA zu sehen, die bis auf 4000 m vorstöÿt. Durch die Entfernung und Windrichtung in der Höhe (vgl. Abb b)) ist es äuÿerst unwahrscheinlich, dass diese PVA einen Einuss auf die Entwicklungsregion (A) hat. Bei (A) erkennt man keinen ausgeprägten Gradienten der Tropopausenhöhe, wodurch eine begünstigende PVA in der Höhe ausgeschlossen werden kann. Die Simulation gibt die in Kapitel beschriebene groÿskalige synoptische Situation gut wieder. Dennoch entwickelt sich im Modell kein Polartief. Dies ist zum einen auf den weniger ausgeprägten Kaltluftvorstoÿ und den daraus resultierenden geringen Wärme- üssen vom Ozean in die Luft zurückzuführen und zum anderen auf das Fehlen einer PVA in der Höhe, die die Entwicklung antreiben oder intensivieren könnte. Zusätzlich spielt die räumliche Nähe des synoptischen Tiefdruckgebiets eine Rolle. Das Zentrum des Tiefdruckgebiets erstreckt sich im Modell bis in das Gebiet der Entstehung des Polartiefs in der Analyse (A) hinein (vgl. Abb. 5.30). Dadurch kann dort keine Entwicklung einsetzen. Aufgrunddessen kann aus der Simulation keine Position eines Polartiefs entnommen werden. Der Vergleich des Minimaldrucks, der Windgeschwindigkeit und der Wolken- (a) UTC: Spiralförmiges Polartief im Reifestadium vor Norwegen. (b) UTC: Das Polartief erreicht Land und verliert an Struktur. Abbildung 5.27: NOAA-18-Satellitenbilder. Polartief vor der Küste Norwegens. Quelle: (2010) 88

89 5.4 Polartief mit Spiralform, schlechte Vorhersage (a) (b) Abbildung 5.28: , 12 UTC: a) 10m-Wind und b) 2m-Temperatur, COSMO- EU. Abbildung 5.29: , 12 UTC: fühlbare Wärmeusse am Boden, COSMO-EU. struktur wird daher nicht durchgeführt. 89

90 5 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 5.30: , 12 UTC: a) äquivalent-potentielle Temperatur auf 850 hpa und b) 500 hpa Geopotential mit Bodendruck, COSMO-EU. Abbildung 5.31: , 12 UTC: a) Tropopausenhöhe, COSMO-EU. 5.5 Modellierung des warmen Kerns Nachdem untersucht wurde, dass mit COSMO-EU gute Vorhersagen für Polartiefs gemacht werden können, wird nun der warme Kern anhand des Polartiefs am 20. November 2008 untersucht, das in Kapitel 5.1 bereits näher untersucht wurde. Dabei wird die Entstehung des warmen Kerns und die weitere Entwicklung in der Simulation betrachtet 90

91 5.5 Modellierung des warmen Kerns und mit dem hydrostatischen Modell aus Kapitel 2.5 verglichen Entstehung des warmen Kerns Der warme Kern eines Polartiefs bildet sich während der Intensivierungsphase. Erreicht ein Polartief groÿe Intensität, enwickelt sich ein wolkenfreies Auge. Beim beschriebenen Polartief vom 20. November 2008 war dies gegeben (vgl. Abb. 5.2 b) auf Seite 65) und im Modell entstand um 18 UTC ein Auge. Um die Bildung diese Auges und des warmen Kerns zu untersuchen, wird die Struktur vor 18 UTC genauer betrachtet. Zwischen 12 UTC und 15 UTC intensiviert sich das Polartief im Modell und wird in der Simulation lokalisierbar. Zu diesem Zeitpunkt beginnt auch die Bildung des warmen Kerns. Dies wird anhand von Vertikalschnitten der potentiellen Temperatur, Omega und isentropen potentiellen Vorticity untersucht. Da bei diabatischen Prozessen, wie der Freisetzung latenter Wärme bei Konvektion, IPV erzeugt wird, kann man in den entsprechenden Vertikalschnitten die Erwärmung der Luft anhand von Maxima der isentropen potentiellen Vorticity erkennen. Abbildung 5.32 zeigt Vertikalschnitte um 12 UTC entlang des Längengrads 12 O der Vertikalbewegung (a) und potentiellen Vorticity (b). Das Polartief liegt zu dieser Zeit bei 68 N 12 O. (a) (b) Abbildung 5.32: , 12 UTC: Vertikalschnitte entlang 12 O a) von Omega [Pa/s] und b) der isentropen potentiellen Vorticity [PVU], COSMO-EU. Auf Abbildung 5.32 a) erkennt man deutlich eine ausgeprägte Aufstiegsregion bei 68 N in der Arktikfront und dazu korrespondierend in Abbildung 5.32 b) ein Maximum der isentropen potentiellen Vorticity in ungefähr 800 m Höhe. Dort ndet also Konvektion statt, bei der unter 2500 m latente Wärme freigesetzt wird und dadurch die Luft dort erwärmt wird. Zusammen mit der Karte des mittleren fühlbaren Wärmeusses (Abb a)) erkennt man, dass dieses Aufsteigen hauptsächlich durch die Konvergenz innerhalb der Arktikfront bedingt ist (vgl. Abb b)), da in dem betrachteten Gebiet nahezu keine fühlbare Wärme vom Ozean an die Luft abgegeben wird. Weiter sieht man auf Abb. 91

92 5 Ergebnisse 5.32 a) weiter südlich bei 66 30'N eine zweite vergleichsweise schwache Aufstiegsregion und in 3000 m Höhe bei etwa 67 N eine Region, in der Luft absinkt. Die aufgezeigten zwei Aufstiegsregionen mit Absinkbewegungen dazwischen, weisen auf die Bildung eines warmen Kerns hin. (a) (b) Abbildung 5.33: , 12 UTC: a) mittlerer fühlbarer Wärmeuss und b) 10m Wind mit Bodendruck, COSMO-EU. Die Linie markiert den Bereich des Vertikalschnitts. Im Vertikalschnitt der isentropen potentiellen Vorticity (Abb b)) sieht man bei 67 N in der Höhe ein weiteres Maximum mit Werten von über 10 PVU, das die PVA, die später zur Intensivierung des Polartiefs beiträgt, darstellt. Den Vorstoÿ der PVA Richtung Boden mit IPV-Werten von 2 PVU zeigt, dass die PVA gröÿeren Einuss auf die Entwicklung des Polartiefs gewinnt. Weiter interessiert die Struktur der potentiellen Temperatur und der relativen Feuchte zu dem untersuchten Zeitraum. Auf Abb ist im Bereich der Konvektion aufgrund der zum Boden steil abfallenden Isentropen Instabilität zu erkennen (A). Dadurch entsteht dort ein Maximum der potentiellen Temperatur im Vergleich zur Umgebung. Im Süden und Norden der instabilen Region schlieÿen sich stabile Schichten an, die unterschiedlich steil ansteigen (B). Aufgrund der geringen horizontalen Ausdehnung des Maximums der potentiellen Temperatur in der Grenzschicht kann man zu diesem Zeitpunkt noch nicht von einem warmen Kern sprechen. Die hier aufgezeigten Merkmale zeigen, dass die Entwicklung eines warmen Kerns begonnen hat. Da nur eine ausgeprägte Aufstiegsregion erkennbar ist, sprechen die Eigenschaften noch für eine Front. Drei Stunden später liegt das Polartief weiter südlich bei 67 30'N (Kreuz in Abb. 5.36) und intensiviert sich weiter. Durch die Verlagerung erreicht es die Region mit Kaltluftadvektion aus Nordwesten und gröÿeren fühlbaren Wärmeüssen (s. Abb. 5.35). Diese erreichen Werte von 160 bis 130 W/m 2, gegenüber Werten von etwa 50 W/m 2 in der Arktikfront. Die Luft am Boden in diesem Gebiet wird erwärmt und erfährt einen 92

93 5.5 Modellierung des warmen Kerns Abbildung 5.34: , 12 UTC: Vertikalschnitt der potentiellen Temperatur entlang 12 O, COSMO-EU. Abbildung 5.35: , 15 UTC: Mittlerer fühlbarer Wärmeuss [W/m 2 ], COSMO- EU. Das Kreuz markiert die Position des Polartiefs zu diesem Zeitpunkt. Auftrieb. Dies kann man im Vertikalschnitt der Vertikalbewegung gut erkennen (s. Abb a)). Die Aufstiegsbewegungen im Norden sind im Vergleich zu 12 UTC schwächer geworden, was auf die allgemeine Abschwächung der Arktikfront zurückzuführen ist. Zwischen den beiden Aufwinden hat sich ein Absinkbereich gebildet. Die Struktur der isentropen potentiellen Vorticity spiegelt die Abschwächung der Arktikfront ebenfalls wieder (s. Abb b)). In den Bereichen der Konvektion sind kleine IPV-Maxima mit bis zu 3 PVU zu sehen. Auÿerdem wird durch den Abwind IPV von der PVA in der Höhe nach unten advehiert. Da diese bei adiabatischen Vorgängen erhalten 93

94 5 Ergebnisse bleibt, bildet sich entlang der Absinkbewegung bis etwa 2500 m ein weiteres Maximum. Dieses ist mit Werten von 4 PVU leicht gröÿer als die Maxima, die durch die Freisetzung latenter Wärme erzeugt wurden. Das Maximum, das sich bereits um 12 UTC durch die starke und hochreichende Konvektion gebildet hat, wird noch weiter verstärkt und dehnt sich bis auf 2000 m aus. (a) (b) Abbildung 5.36: , 15 UTC: Vertikalschnitte entlang 12 O a) von Omega [Pa/s] und b) der isentropen potentiellen Vorticity [PVU], COSMO-EU. Betrachtet man die potentielle Temperatur (Abb. 5.37), sieht man, dass sich der Kern des Polartiefs intensiviert hat. Die südlichen Isentropen fallen zum Kern hin steiler ab und weiter in tiefere Luftschichten hinein. Die 281 K Isentrope reichte um 12 UTC bis etwa 2000 m hinab, nun stöÿt sie bis ungefähr 1750 m vor. Auÿerdem wurde die horizontale Ausdehnung mit Temperaturen von 278 K am Boden gröÿer. Dadurch kann man inzwischen aufgrund der Eigenschaften von einem warmen Kern sprechen. Der warme Kern entsteht im COSMO-Modell aufgrund von Erwärmung durch latente und fühlbare Wärmeüsse in der Grenzschicht und unteren Troposphäre. Der Auftrieb in der Arktikfront erfolgt zunächst aufgrund der Konvergenz am Boden. Als Konvektion einsetzt und dadurch latente Wärme freigesetzt wird, wird die Luft erwärmt und steigt weiter auf. Die zweite Aufwindregion im Süden des Kerns entstand aufgrund von Zufuhr fühlbarer Wärme vom Ozean in die Luft. Zusätzliche Wärme wird bei der Entstehung der Konvektion frei. Da die Aufwinde unterschiedlich hoch reichen, liegen auch die Regionen der Divergenz in verschiedenen Höhen. Dennoch kommt es zum Absinken innerhalb des Kerns des Polartiefs und dadurch zu adiabatischer Erwärmung. Diese führt zusammen mit der latenten Erwärmung am Rand der Kerns durch die Konvektion zu einer höheren potentiellen Temperatur im Zentrum des Polartiefs. Dies stimmt sehr gut mit dem in Kapitel 2.5 vorgestellten hydrostatischen Modell überein. Demnach kommt es zu Aufwinden mit Freisetzung latenter Wärme, was zu weiterm Auftrieb führt und schlieÿlich zu Divergenz in der Höhe. Da von beiden Aufwindregionen Divergenz ausgeht, herrscht über dem Zentrum des Polartiefs Konvergenz und die Luft 94

95 5.5 Modellierung des warmen Kerns Abbildung 5.37: , 15 UTC: Vertikalschnitt der potentiellen Temperatur [K] entlang 12 O, COSMO-EU. sinkt ab. Durch die adiabatische Erwärmung und die latente Wärme entsteht der warme Kern Struktur des warmen Kerns Um zu untersuchen, ob COSMO neben der Entstehung des warmen Kerns auch die vertikale Struktur modellieren kann, wird die Simulation mit den Darstellungen in Kapitel verglichen. Das Polartief hat um 21 UTC die gröÿte Intensität, daher wird der warme Kern zu diesem Zeitpunkt betrachtet. Der vertikale Aufbau der potentiellen Temperatur im warmen Kern ist in Abb a) dargestellt. Im Süden des Kerns fallen die Isentropen steil ab und stehen in den unteren 2000 m der Troposphäre senkrecht zur Erdoberäche. Auf etwa 50 km nimmt die potentielle Temperatur in dem Bereich nach auÿen um 6 K ab. Weiter auÿerhalb, ab 64 N, verlaufen die Isentropen nahezu waagerecht und bilden dadurch eine 2 km hohe stabile Schicht (gelbe Linien links in Abb a)). Im Norden fallen die Isentropen Richtung Kern acher zur Erdoberäche hin ab und die potentielle Temperatur nimmt auf 50 km nur um 4 K nach auÿen hin ab. Nördlich des Kerns schlieÿt sich eine weniger stabile Schicht mit einer Dicke von 1,5 km an (gelbe Linien rechts in Abb a)). Betrachtet man nun die Vertikalbewegungen (Abb b)), erkennt man in der Region der horizontalen θ-gradienten am Boden Aufwindregionen, die bis in Höhen von 5000 m reichen. Dabei ist der nördliche Aufwind stärker als der südliche. Der durch Konvergenz in der Höhe ausgelöste Abwind ist in 3000 m Höhe maximal. Diese Struktur korrespondiert mit der Darstellung der Vertikalbewegungen im Kern nach Yanase et al. (2004) (s. Abb b) auf Seite 34). Die Asymmetrie bzgl. der Stärke der Aufwinde ist ebenso zu erkennen wie das Maximum des Abwinds auf halber Höhe der Konvektion. Diese Asymmetrie ist zum einen auf die Entstehung der nördlichen Aufstiegsregion in- 95

96 5 Ergebnisse (a) (b) Abbildung 5.38: , 21 UTC: Vertikalschnitte entlang 11 30'O a) der potentiellen Temperatur [K] und b) von Omega [Pa/s], COSMO-EU. nerhalb der Arktikfront und den damit verbundenen starken Aufwinden zurückzuführen und zum anderen darauf, dass die Windrichtung in dieser Region eine Südkomponente hat und sich somit mit der Zuggeschwindigkeit des Polartiefs überlagert. Durch die höheren Windgeschwindigkeiten kommt es zu einer höheren Konvergenz und gröÿeren Vertikalbewegungen. Im südlichen Wolkenband weht der Wind dagegen senkrecht zur Zugrichtung des Polartiefs. (a) (b) Abbildung 5.39: , 21 UTC: Vertikalschnitte entlang 11 30'O a) von θ e [K] und b) der relativen Feuchte [%], COSMO-EU. Die Gestalt des warmen Kerns in der Simulation bezüglich der äquivalent-potentiellen 96