Ausbildungsseminar Wetter und Klima,WS 12/13

Globale Zirkulation und Wetterlagen

Probst Willi

22. November 2012

Inhaltsverzeichnis

1 Grundlagen 21.1 Strahlungsbilanz der Erde . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21.2 Kräfte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

1.2.1 Druckgradientkraft . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21.2.2 Corioliskraft . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31.2.3 Reibungskraft . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31.2.4 Zentrifugalkraft . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.3 Eigenschaften von Geschwindigkeitsfeldern . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41.3.1 Konvergenz und Divergenz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41.3.2 Krümmungs- und Scherungsvorticity . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51.3.3 absolute Vorticity . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71.3.4 potentielle Vorticity . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

1.4 Geostrophischer Wind . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

2 Globale Zirkulation auf ruhender Erde 11

3 Atmosphärische Zirkulation auf rotierender Erde 123.1 Hadleyzelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123.2 Polarzelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133.3 Ferrelzelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

3.3.1 Frontalzone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133.3.2 Jetstreams . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143.3.3 Barotrope Rossby-Wellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153.3.4 Barokline Rossby-Wellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 183.3.5 Zyklonen und Antizyklonen in der Westwinddriftzone . . . . . . . . 19

4 Großwetterlagen in Europa 224.1 Westlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

4.1.1 Nordwestlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 234.1.2 Südwestlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

4.2 Ostlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 234.3 Südlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 244.4 Nordlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 244.5 Tief über Mitteleuropa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 254.6 Hoch über Mitteleuropa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

5 Quellen 27

1

1 Grundlagen

1.1 Strahlungsbilanz der Erde

Im langjährigen Mittel weisen die Polkappen ein Strahlungsdefizit auf, da dort die Strah-lung in einem relativ flachem Winkel auftrifft und eine lange Zeit im Jahr gar keine Ein-strahlung vorhanden ist (Polarnacht). In den tropischen Regionen (40 Grad Nord- undSüdlich des Äquators) besteht ein Strahlungs- und Energieüberschuss, da dort ganz-jährig eine Einstrahlung mit hoher Intensität herrscht. Abbildung 1 zeigt die Abhän-gigkeit der Nettostrahlung von der geographischen Breite.

Abbildung 1.1: mittlere Strahlungsbilanz der Erde; Quelle: Matthias Forkel www.klima-der-Erde.de)

Um diese ungleiche Energieverteilung auszugleichen muss die Energie aus denÄquatornahen Bereichen in die Regionen an den Polen transportiert werden. Dies er-folgt durch die Windsysteme der atmosphärischen Zirkulation und durch die Meeres-strömungen.

1.2 Kräfte

Zur Beschreibung der dynamischen Vorgänge in der Atmosphäre sind 4 Kräfte essenti-ell, die im folgenden vorgestellt werden.

1.2.1 Druckgradientkraft

Durch unterschiedlich starke Erwärmung und Abkühlung auf der Erde entstehen groß-räumige Druckgebilde zwischen denen ein Druckgradient existiert. Überall, wo einDruckgradient existiert gibt es auch die entgegen den Druckgradienten gerichtete Druck-gradientkraft, die sich pro Masseneinheit wie folgt berechnet

~Fp =−∇p

Damit ergibt sich für die Beschleunigung der Volumeneinheit

d~v

d t=− 1

ρ∇p

2

Die Druckgradientkraft steht also senkrecht zu den Isobarenflächen und zeigt vomHoch- zum Tiefdruckgebiet. Je näher die Isobaren beieinander liegen, desto größer istdie Druckgradientkraft und damit auch die daraus resultierende Windstärke des Gra-dientenwindes.

1.2.2 Corioliskraft

Eine wichtige Rolle beim globalen Wettergeschehen spielt die Corioliskraft. Die Erderotiert mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit~ωum die eigene Achse. Jeder Körper,der sich diesem rotierenden Bezugssystem mit der Geschwindigkeit ~v bewegt erfährtdie Wirkung der Corioliskraft. Diese berechnet sich zu:

~FC =−2m (~ω×~v)

Die Corioliskraft ist also stets senkrecht zur Bewegungsrichtung gerichtet. Damitwirkt die Corioliskraft nur ablenkend auf ein Luftpaket, kann es aber in Bewegungs-richtung nicht beschleunigen, d.h. auch keine Arbeit an ihm verrichten. Für das Wet-tergeschehen ist die Horizontalkomponente der Corioliskraft wichtiger, die Vertikal-komponente kann aufgrund der Vertikalen Komponente der Druckgradientkraft undder Gravitation vernachlässigt werden. Der Betrag der Corioliskraft beträgt:

FC = 2mωv sinϕ= f m v

mit dem Coriolisparameter f = 2ω si nϕ, wobei ϕ auf der Erde den Breitengrad be-zeichnet. Aus der Formel ist ersichtlich, dass die Corioliskraft am Äquator verschwindetund an den Polen maximal wird. Da am Äquator die Corioliskraft verschwindet habendort unterschiedliche Luftdruckgebiete keine lange Lebenszeit, da dort durch die feh-lende Ablenkung ein rascher Druckausgleich stattfindet. Winde und Strömungen wer-den auf der Nordhalbkugel nach rechts, auf der Südhalbkugel nach links abgelenkt.Dies führt dazu, dass sich auf der Nordhalbkugel Hochdruckgebiete im Uhrzeigersinn,Tiefdruckgebiete gegen den Uhrzeigersinn drehen. Auf der Südhalbkugel drehen dieDruckgebiete dementsprechend genau anders herum.

1.2.3 Reibungskraft

Am stärksten Tritt die Reibungskraft in der Atmosphäre in den Bodennahen Luftschich-ten in Form von Bodenreibung in Erscheinung. In diesem Bereich ist die Reibungskraftähnlich stark wie die anderen Kräfte. Die Reibungskraft ist proportional zur Geschwin-digkeit und es gilt:

~Fr =−α~vNach oben hin nimmt die Reibungskraft ab, so dass sie über dem Meer in 500m,

dem Land in 1000m und im Gebirge bei 2-3km vernachlässigbar wird. Da durch dieReibungskraft die Strömungsgeschwindigkeit der Luftmassen geringer wird nimmt mitzunehmender Reibungskraft die Corioliskraft ab.

1.2.4 Zentrifugalkraft

Luftmassentransporte erfolgen häufig auf gekrümmten Bahnen, weswegen man dievom Mittelpunkt eines Kreises aus gesehen nach außen gerichtet noch berücksichti-gen muss. Die Zentrifugalkraft ist gegeben durch

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~Fz f =−m~Ω× (~Ω×~r ) =−ω2~r

Hierbei bezeichnet~r den Radiusvektor des Breitenkreises, wobei gilt

|~r | = re cosϕ

1.3 Eigenschaften von Geschwindigkeitsfeldern

Zu den meteorologischen Zustandsgrößen gehören der Druck, die Temperatur, derWind und die Feuchte. Diese Größen werden in Skalar- und Vektorfeldern dargestellt.Im folgenden sollen nun die Stromfeldeigenschaften des Geschwindigkeitsfelds unter-sucht werden.

1.3.1 Konvergenz und Divergenz

Die Divergenz eines Geschwindigkeitsfeldes ist eine Skalare Größe, die durch Anwen-dung des Nabla Operators Operators auf das Feld des Geschwindigkeitsvektors ent-steht:

~∇·~v = ∂u

∂x+ ∂v

∂y+ ∂w

∂z= ∂uk

∂xk

Unter Divergenz kann man sich das Auseinanderströmen der Luft oder einer Flüs-sigkeit an einem Raumpunkt vorstellen, hat die Divergenz ein negatives Vorzeichenbezeichnet man das als Konvergenz und versteht darunter ein Zusammenströmen.

Die folgende Grafik veranschaulicht die beiden Begriffe noch anhand einer zweidi-mensionalen Strömung.

Abbildung 1.2: Divergenz und Konvergenz eines horizontalen Strömungsfeldes; Quelle: Klose, 2008

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Für die zweidimensionale Strömung wird noch ein neues Koordinatensystem ein-geführt, das nicht fest im Raum definiert ist, sondern sich mit den Luftpartikeln mit be-wegt. In diesem natürlichen Koordinatensystem lässt sich die Horizontaldivergenz inzwei Komponenten zerlegen, nämlich in eine Geschwindigkeits- und eine Richtungs-divergenz:

di vVh = ∂Vh

∂s+Vh

∂α

∂n

Abbildung 1.3: natürliches Koordinatensystem; Quelle: Elting, 2008

1.3.2 Krümmungs- und Scherungsvorticity

Vorticity bedeutet so viel wie Wirbelhaftigkeit einer Ströumung, so dass die relativeVorticity ζ den Drehsinn eines Luftteilchens um seine vertikale Achse beschreibt unddamit ein differentielles Maß für die Rotationsbewegung einer Strömung ist.

In der Meteorologie bezeichnet man die vertikale Komponente der Rotation alsVorticity.

Rotation eines Geschwindigkeitsfeldes

∇×~v =(∂w

∂y− ∂v

∂z

)i +

(∂u

∂z− ∂w

∂x

)j +

(∂v

∂x− ∂u

∂y

)k

damit folgt für die Vorticity

ζ=~k ·∇×~v = ∂v

∂x− ∂u

∂y

anschaulicher lässt sich die Vorticity darstellen, wenn man die natürlichen Koordi-naten verwendet:

ζ=− ∂

∂n|v |+ |v |

r

Dabei ist r = ∂s/∂α der Krümmungsradius der Stromlinie mit

r < 0 für antizyklonale Krümmung ,r > 0 für zyklonale Krümmung .

Zum Schluss sollen die Scherungs- und Krümmungsvorticity noch anhand von ein-fachen Beispielen erläutert werden. Zunächst soll eine geradlinige Scherströmung be-trachtet werden:

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Abbildung 1.4: Scherströmung; Quelle: Elting, 2008

Das Geschwindigkeitsfeld wird mit u = f (y) und v = 0 dargestellt. Es besitzt eineScherungs-, aber keine Krümmungsvorticity, da der Krümmungsradius hier gegen un-endlich geht. Den eingezeichneten Gleitwirbel kann man sich wie eine runde Scheibevorstellen, die in die Strömung eingebracht wird. An der Ober- und Unterseite ist dieGeschwindigkeit unterschiedlich, wodurch die Scheibe in Rotation versetzt wird.

Im zweiten Beispiel soll ein Wirbel betrachtet werden, der keine Vorticity besitzt.Dabei handelt es sich um einen Potentialwirbel, dessen Geschwindigkeitsfeld gegebenist durch:

~v = ar 2~k ×~r , mit |v | = ∣∣a

r

∣∣dabei ist im zyklonalen Fall a > 0, im antizyklonalen Fall a < 0 zu setzen.

Abbildung 1.5: Geschwindigkeitsfeld (a) eines zyklonalen, (b) eines antizyklonalen Potentialwirbels;Quelle: Elting, 2008

Die Scherungsvorticity beträgt für diesen Wirbel:

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ζscher =− |a|r 2 zyklonal,

ζscher =+ |a|r 2 antizyklonal,

und die Krümmungsvorticity

ζkr =+ |a|r 2 zyklonal,

ζkr =− |a|r 2 antizyklonal

Insgesamt ergibt sich für den Wirbel eine Gesamtvorticity ζ = ζkr + ζscher = 0 fürzyklonale und antizyklonale Wirbel. Der Grund dafür ist, dass der Potentialwirbel imZentrum bei r = 0 eine Singularität besitzt. Für r →∞ geht v →∞ und somit ζ→∞

1.3.3 absolute Vorticity

Bis jetzt wurde die Vorticitiy auf die Erdoberfläche bezogen und wird deshalb als relati-ve Vorticity bezeichnet. Nun soll das ganze in einem Inertialsystem betrachtet werden,in dem die absolute Vorticity eine Erhaltungsgröße ist. Dazu muss zur relativen Vorti-city noch ein von der Erddrehung herrührender Anteil addiert werden. Dieser Anteil istgerade das zweifache der zur Erdoberfläche senkrechten Komponente der Winkelge-schwindigkeit der Erdrotation, also 2·ω·si nϕ. Genau der Coriolis-Parameter aus 1.2.2.Die absolute Vorticity beträgt damit:

η= ζ+ f

für die zeitliche Änderung der absoluten Vorticity ergibt sich

∂η

∂t+ vh∇hη= 0

oder

dη

d t= 0

in der Vorticitygleichung steckt also die Aussage, dass in einer horizontalen, diver-genzfreien Strömung die Vorticity eine Erhaltungsgröße ist.

1.3.4 potentielle Vorticity

Eine Kombination der Erhaltung der Masse und der Erhaltung der Vorticity führt aufden Begriff der potentiellen Vorticity (PV). Dabei muss man die vertikale Mächtigkeitder betrachteten Luftschichten beachten.

Die Potentielle Vorticity nach Ertel ist dabei wie folgt definiert

ZE = η

ρ· dθ

d z= const .

Dabei bezeichnet θ die potentielle Temperatur und ρ die Dichte. Des weiteren solldie Atmosphäre thermisch geschichtet sein und es sollen nur adiabatische Vorgängeablaufen.

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Abbildung 1.6: Ablenkung beim Überströmen eines Hindernisses; Quelle: Roedl, Wagner 2011

Anhand folgender Grafik soll nun noch ein wichtiges Anwendungsbeispiel der po-tentiellen Vorticity vorgestellt werden.

Von links kommend fließt eine thermisch geschichtete Luftströmung gegen einHindernis. Im unteren Teil der Zeichnung sind zwei Stromlinien mit den Höhen z1 undz2 sowie den zugehörigen Temperaturen θ1 und θ2 eingezeichnet. Beim An- und Über-strömen des Hindernis werden die Stromlinien vertikal zusammen gedrückt, wodurchsich mit ∆z = z2 − z1 auch dθ/d z, da bei einer adiabatischen Zustandsänderung dieTemperaturen gleich bleiben, ändert. Damit ist |dθ/d z| proportional zu 1/∆z. Da wei-ter ZE konstant bleiben soll muss sich auch η proportional zu 1/ |dθ/d z| ändern. Essoll weiter angenommen werden, dass sich die Luft weitab vom Hindernis geradlinigund schwerungsfrei bewegt, d.h. ζ = 0 und damit η = f . Werden die Stromlinien aneinem Hindernis zusammengedrückt wird∆z und damit |dθ/d z| größere, was wieder-um dazu führt das η kleiner wird. Damit wird auch die relative Vorticity ζ kleiner. DieÄndernug des Coriolis Parameters f soll vernachlässigt werden. Dadurch erfährt dieStrömung eine antizyklonale Krümmung, wie in der Aufsicht im oberen Teil der Grafikdargestellt ist. Ablenkungen dieser Art können Auslöser für die Bildung von Wellen inder Atmosphäre sein, der wichtige Fall der Rossby-Wellen wird in 3.3.3 ausführlicherBehandelt.

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1.4 Geostrophischer Wind

Der Geostrophische Wind ist ein vereinfachtes physikalisches Wind-Modell in der frei-en Atmosphäre, deshalb sollen bei seiner Ableitung die Zentrifugal- und Reibungskraftvernachlässigt werden. In der freien Atmosphäre werden die Strömungsvorgänge alsoallein von der Druckgradient- und Corioliskraft bestimmt, die sich gegenseitig kom-pensieren. Deswegen folgt für eine horizontale Bewegung allgemein

GH +FC = 1

ρ~∇h p − f~k × ~vh = 0

multipliziert man diese Gleichung mit~k von links ergibt sich

~k × (~k × ~vh) =~k(~k · ~vh︸ ︷︷ ︸=0

)− ~vh(~k ·~k︸︷︷︸=1

) =−~vh =− 1

ρ f~k × ~∇h p

Die so erhaltene Geschwindigkeit nennt man geostrophisch und kennzeichnet siemit dem Index g

~vg = 1

ρ f~k × ~∇h p

aus ~vg ergeben sich damit für die Komponenten des geostrophischen Windes

ug =− 1

ρ f

∂p

∂y,

ug =+ 1

ρ f

∂p

∂x.

Anhand der vektoriellen Darstelung ist ersichtlich, dass der geostrophische Windsenkrecht auf dem Druckgradienten steht, also isobarenparallel verläuft. Dabei liegtder tiefe Luftdruck immer links zur Windrichtung.

Wichtig ist der geostrophische Wind, da er sich leicht aus Messgrößen bestimmenlässt. Aus den Druckfeldern der Wetteranalyse kann man leicht den Abstand der Iso-baren bestimmen, womit man den Druckgradienten erhält. Der Coriolis-Parameter istfür einen festen Ort an der Erdoberfläche konstant, für die Dichte setzt man einen Mit-telwert ein. Das erstaunliche ist nun, dass der geostrophische Wind trotz all dieser Ver-einfachungen eine sehr brauchbare Näherung für den wirklichen Wind darstellt.

Eine andere, anschaulichere Herleitung des geostrophischen Windes ist in folgenderAbbildung dargestellt.

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Abbildung 1.7: Geostrophischer Wind; Quelle: Elting, 2008

Zum Zeitpunkt t0 soll das Teilchen ruhen. Da auf das Teilchen zunächst nur dieDruckkraft wirkt wird es geradlinig zum tiefen Luftdruck hin beschleunigt. Sobald esjedoch eine Geschwindigkeit hat macht sich die Corioliskraft bemerkbar und es wirdnach rechts abgelenkt. Durch weitere Beschleunigung durch die Druckgradientkraftwird die Geschwindigkeit weiter erhöht, was wiederum die Corioliskraft ansteigen lässt,wodurch das Teilchen noch mehr abgelenkt wird. Nach einiger Zeit stellt sich ein Gleich-gewicht zwischen Druckgradientkraft und der Corioliskraft ein, womit der Endzustand,das geostrophische Gleichgewicht, erreicht ist.

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2 Globale Zirkulation auf ruhender Erde

Um grundlegenden Prozesse der Entstehung der globalen Zirkulationen besser ver-stehen zu können werden diese zuerst an Hand der ruhenden Erde betrachtet, da sozunächst die Einflüsse der Rotation nicht betrachtet werden müssen. Weiterhin sollangenommen werden, dass die Einstrahlung senkrecht zur Rotationsachse stattfindet.

Durch die sehr starke und senkrechte Einstrahlung im Bereich des Äquators er-wärmt sich dieser Teil der Erde am stärksten. Die Erwärmung führt dazu, dass die Luftin diesem Gebiet aufsteigt, dadurch fällt der Luftdruck was dazu führt, dass die Luftam Boden, die aus Norden und Süden kommt, am Äquator zusammenströmt (Kon-vergenz). Die aufsteigende Warmluft bildet nach erreichen des KondensationsniveausWolken, die sich abregnen. Die verbleibende trockene Luft strömt weiter zu den Po-len, wo sie sich abkühlt und zum Boden sinkt. Dadurch entsteht an den Polen einHochdruckgebiet. Der Kreislauf wird geschlossen, indem die kalte Luft bodennah zumÄquator zurück strömt.

Abbildung 2.1: Modellvorstellung eines atmosphärischen Zirkulationssystems auf nicht-rotierender Er-de; Quelle: diercke.at

Somit ist leicht einzusehen, dass die globalen Winde 2 Zirkulationszellen bilden,eine auf jeder Halbkugel. Solange am Äquator Wärme zugeführt wird, wird dieses Zir-kulationsystem aufrecht erhalten.

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3 Atmosphärische Zirkulation auf rotierender Erde

Das im folgenden Kapitel vorgestellte Modell besteht im Gegensatz zu dem Modell ausKapitel 2 aus 3 Zirkulationszellen, da hier die Erdrotation und die unterschiedlicheLand-Meer-Verteilung mit einbezogen werden soll. Dadurch kann dieses Modell dierealen Vorgänge in der Atmosphäre wesentlich besser widerspiegeln.

3.1 Hadleyzelle

Die Hadleyzelle entsteht durch thermisch bedingte Vertikalzirkulation zwischen deräquatorialen Tiefdruckrinne und dem subtropischen Hochdruckgürtel. Ihren Namenverdankt die Hadleyzelle ihrem Entdecker, dem englischen Rechtsanwalt und Hobby-Meteorologen George Hadley (1685 - 1768). Ihre Energie bekommt die Hadleyzelle vonder sehr starken Sonneneinstrahlung im Bereich der innertropischen Konvergenzzone(ITC).

Abbildung 3.1: Lage der ITC; Quelle: Wikipedia

Im Bereich der ITC steht die Sonne im Zenit d.h. der Einstrahlwinkel beträgt dort90°. Dadurch wird die feuchte Luft stark erhitzt, woraufhin diese expandiert. Aufgrundihrer geringeren Dicht steigt die warme Luftmasse auf und dehnt sich ,wegen des mitder Höhe abnehmenden Luftdrucks, adiabatisch aus und kühlt dabei ab. Bei der Unter-schreitung der Taupunkttemperatur bilden sich aufgrund der abnehmenden Wasser-dampfkapazität der Luft aus dem überschüssigen Wasser hochreichende und massiveWolkenformationen aus. Aus diesen Wolken fällt vielerorts der nachmittägliche tropi-sche Starkregen. In folge des Ausdehnens, Aufsteigens und seitlichen Abfließens derLuft sinken die Luftdichte und der Luftdruck am Erdboden, was zu einem, den gesam-ten Globus umspannenden System an Tiefdruckgebieten, der äquatorialen Tiefdruck-rinne führt. Die obere Grenze dieser vertikalen Luftströmung bildet die Tropopause anwelcher die Luft Polwärts abfließt (Antipassat). Dabei werden die Luftmassen von derCorioliskraft auf der Nordhalbkugel in Bewegungsrichtung nach rechts, auf der Süd-halbkugel in Bewegungsrichtung nach links abgelenkt. Zwischen dem 25. und 35. Brei-tengrad sinken die mittlerweile abgekühlten Luftmassen ab (Urpassat), wodurch sichder subtropische Hochdruckgürtel mit seinen Hochs, wie z.B. das uns vor allem imSommer häufig beeinflussende Azorenhoch bildet. Da sich die absteigende Luft erneuterwärmt kann sie wieder mehr Wasser aufnehmen, wodurch die ohnehin schon wenigFeuchtigkeit mit sich führende Luft sehr trocken wird. Somit ist es verständlich, dasssich in den Gebieten der subtropischen Hochdruckgürtel Trockenzonen mit Wüsten

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ausbilden. Vom subtropischen Hochdruckgürtel aus strömt die Luft, dem Druckgradi-enten folgend, wieder zurück zur äquatorialen Tiefdruckrinne (Passat).

3.2 Polarzelle

Durch die große Ausstrahlung an den Polen kühlt sich die Luft dort stark ab, das führtdazu, das die Luft dicht und schwer wird. Dadurch sinkt Sie ab und fließt am Bodenauseinander, wodurch sie durch Ablenkung eine nordöstliche bzw. auf der Südhalb-kugel eine südöstliche Komponente erhält. Zum Ersatz dieser Luftmassen muss in derHöhe Luft aus niederen Breiten herangeschafft werden.

3.3 Ferrelzelle

Zwischen den Polarzellen an den Polen und den Hadleyzellen am Äquator, also unge-fähr zwischen dem 30. und 60. ggf. auch bis 70. Breitengrad die nach dem amerikani-schen Meteorologen William Ferrel (1817 - 1891) benannten Ferrelzellen.

Bei den Ferrelzellen handelt es sich im Gegensatz zu den Hadley- und Polarzellenum indirekte, dynamisch angeregte Zirkulationen um eine vertikale Achse. Das ist derGrund, warum in den subpolaren Regionen kalte Luft aufsteigt und in den subtropi-schen Regionen wärmere Luft absteigt. Die Bodennahe Luft fließt, dem Luftdruckgra-dienten folgend zu den Polen hin ab wobei sie durch die Corioliskraft auf der Nordhalb-kugel nach rechts, auf der Südhalbkugel nach links abgelenkt wird, was zur Bildung derWestwindzonen in den gemäßigten Breiten führt.

Die Ferrellzelle, wie eben beschrieben kann man jedoch nur im zeitlichen und zo-nalen Mittel als solche erkennen es addieren sich dabei die Luftmassentransporte derTiefdruckgebilde der mittleren Breiten gerade zu dieser mittleren Zirkulation auf.

3.3.1 Frontalzone

Das Wettergeschehen in den gemäßigten Breiten wird bestimmt von 2 Unterschiedli-chen Luftmassen. Der warmen tropischen Luftmasse am Äquator und der kalten pola-ren Luftmasse. In der Frontalzone sind Luftdruck- und Temperaturunterschiede dieserbeiden Luftmassen in einem Bereich von 1000 bis 2000km konzentriert. Daraus resul-tiert vor allem in der mittleren und höheren Troposphäre ein starkes Luftdruckgefälle,was zu sehr starken geostrophischen Winden führt.

Abbildung 3.2: rein qualitative Skizze einer Frontalzone; Quelle: diplomet.info

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Bei gleicher Höhe über dem Erdboden ist der Luftdruck im Bereich der kalten Luftniedriger als am Bereich der warmen Luft. Das hat zur Folge, das im Bereich der Fron-talzone ein großer, horizontaler Druckgradient herrscht.

Abbildung 3.3: Druck in der Frontalzone; Quelle: diercke.at

Die Frontalzone ist also ein Gebiet maximaler Baroklinität (Isothermen und Isoba-ren schneiden sich).

3.3.2 Jetstreams

Ein Jetstream (Strahlstrom) ist ein bandförmiger Luftstrom, der im Grenzbereich derTroposphäre zur Stratosphäre, eingebettet in langsamere Luftbewegungen, um denGlobus fließt, ein oder mehrere Geschwindigkeitsmaxima aufweist und sich häufig ineinige Äste aufteilt. In der Regel ist er einige tausend Kilometer lang, mehrere hun-dert Kilometer breit und ein paar Kilometer hoch. Um als Jetstream zu gelten müssenmindestens 30ms−1 gemessen werden. Häufig kommen sie in Geschwindigkeiten von70 bis 100ms−1 vor und erreichen vereinzelt Werte um 170ms−1. Auf der Erde gibt esmehrere Jetstream-Systeme:

• Äquatorialer Jetstream, pendelt zwischen 0 und 15 Breite, oberhalb der 200hPa-Druckfläche (> 12km Höhe), Geschwindigkeit bis 50ms−1 aus östlicher Richtung.Nördlichste Lage und beste Entwicklung im Nordsommer.

• Subtropen-Jetstream, recht bestädnig zwischen 30 und 40 Breite über den An-tizyklonen im Bereich der 200hPa-Druckfläche (11 - 12km). Er wird angetriebenvon den tropischen Hadley Zellen in denen die über der ITC aufsteigende Luftzu den Polen hin abfließt und dabei durch die Corioliskraft zur Westströmungumgelenkt wird. Da die Luftmassen wärmer als die weiter polwärts gelegenensind, besteht ein Gefälle der Isobarenflächen was hohe Windgeschwindigkeitenzur Folge hat.

• Polarfront-Jetstream, wird verursacht von den vor allem im Winter extremenTemperaturunterschieden zwischen suppolaren und suptropischen Luftmassen.

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Sein Kern liegt in etwa 10km Höhe. Durch Störungen bildet der Polarfront-Jetstreammächtige Wellen aus und trägt so wesentlich zum Temperaturausgleich zwischenNord und Süd bei. Über dem Westpazifik und Westatlantik sind die Temperatur-differenzen besonders groß, so dass der Polarfront-Jetstream dort bis zu (150ms−1)erreichen kann.

3.3.3 Barotrope Rossby-Wellen

Rossby-Wellen (benannt nach dem Entdecker Carl-Gustav Rossby) werden definiert alshorizontal-transversale atmosphärische Wellen, welche in einem reibungsfreien undinkompressiblen Medium bei rein horizontalen, scherungsfreien Strömungen den sta-bilen Grundzustand bilden.

Auf polzentrierten Wetterkarten fällt auf, dass die Polarfront und mit ihr weite Teileder Westwindzone ein globales Wellenmuster aufweisen. Bei Beobachtungen habensich dabei folgende Eigenschaften dieser Wellen gezeigt:

• tendenziell setzt die Wellenbildung immer wieder an den selben Stellen auf derErde ein

• die Wellen sind weit davon entfernt gleichmäßige Wellen zu sein; sie weisen Aus-brüche äquatorwärts und singularitätenartige Spitzen polwärts auf

• die Lage und die Wanderungsgeschwindigkeiten der großen Wellen und auchdie Wanderungsgeschwindigkeiten der Tief- und Hochdruckgebiete sind in allenHöhen durch die Troposphäre hindurch annähernd die gleichen; im Gegensatzzur Windgeschwindigkeit, die wegen der baroklinen Struktur der Polarfront undWestwindzone mit der Höhe zunimmt

Auf Grund der letzten Beobachtung liegt es nahe anzunehmen, dass die Struk-tur und Geschwindigkeit der großen Wellen durch eine mittlere troposphärische Strö-mung bestimmt werden. Diese mittlere Geschwindigkeit wird durch die Strömung in 5bis 6km Höhe bei ca. 600 bis 500hPa repräsentiert. In dieser Höhe ist die Strömung an-nähernd divergenzfrei, weshalb dieses Höhenniveau auch als quasi-barotrop bezeich-net wird. Nur in dieser Barotropen Schicht sind die Voraussetzungen (Barotropie undDivergenzfreiheit) zur berechnung der barotropen Rossby-Wellen annähernd gegeben.Die Westwindzone wird zunächst modellhaft als ein barotroper, bezüglich der Höhehomogen geostrophischer Grundstrom, in dem Störungen als Ablenkungen senkrechtzum Grundstrom auftreten können. Die Richtung des Grundstroms sei von West nachOst (positive x-Richtung), die der Störungen von Süd nach Nord (positive y-Richtung).Eine Ursache für solche Störungen sind z.B. meridionale Gebirge. Mit den angegebe-nen Koordinaten folgt für die Vorticity Gleichung:

dη

d t= dζ

d t+ d f

d t= dζ

d t+ vy · d f

d y= 0

Die rechte Seite kann so geschrieben werden, weil der Coriolis-Parameter f nur vonder y-Koordinate abhängt. Es ist (mit R als dem Erdradius und mitϕ als geographischerBreite)

d f

d y= d f

dϕ· dϕ

d y= 2 ·ω · cosϕ · 1

R

Damit erhalten wir

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dζ

d t+ vy · 2 ·ω · cosϕ

R= 0

mit dem Rossby Parameter β= d f /d y können wir schreiben:

dζ

d t=−β · vy

Anhand der folgenden Abbildung wird nun die Entstehung der Rossby Wellen er-klärt. Die Initialstörung stört den Strom in Richtung Süden (vy negativ). Dabei wird dieVorticity positiv, es kommt zu einer zyklonalen Krümmung. Nach Erreicher der tiefstenStelle, des "Troges"nimmt die Vorticity wieder ab, bleibt bis zum Nulldurchgang posi-tiv und wird dann negativ, was zu einem "Rücken", einer antizyklonalen Krümmungführt.

Abbildung 3.4: Entstehung der Rossby Wellen; Quelle: Roedl, Wagner, 2011

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Nun soll noch die Dispersionsrelation für Rossby-Wellen abgeleitet werden. Verein-fachen nehmen wir an, dass die Strömungsgeschwindigkeiten nicht von y abhängensollen:

∂vx

∂y= 0,

∂vy

∂y= 0

totale Ableitung von ζ nach der Zeit:

dζ

d t= ∂ζ

∂t+ vx · ∂ζ

∂x+ vy · ∂ζ

∂y

ζwar definiert durch ζ= ∂vy /∂x−∂vx/∂y ; laut Voraussetzung ist ∂vx/∂y = 0 darausfolgt für ∂ζ/∂y :

∂ζ

∂y= ∂2vy

∂x ·∂y= ∂2vy

∂y ·∂x= 0

wir erhalten also:

dζ

d t= ∂ζ

∂t+ vx · ∂ζ

∂x= ∂2vy

∂x ·∂t+ vx ·

∂2vy

∂x2

oben hatten wir dζd t =−β · vy als Ergebnis bekommen; Vergleich der beiden liefert:

∂2vy

∂x ·∂t+ v0 ·

∂2vy

∂x2=−β · vy

(dabei wurde vx ≈ v0 gesetzt, da die Geschwindigkeit in x-Richtung ungefähr gleichder Geschwindigkeit v0 des Grundstroms ist.) Mit dem Ansatz: vy = a · si n(ω · t −k ·x),wobei k = 2·π/λ ist, erhalten wir nach zweimaliger Differentiation und anschließenderDivision durch vy die Dispersionsrelation

k ·ω− v0 ·k2 =−βbzw. nach Division durch k2 und mit c =ω/k:

c = v0 − β

k2= v0 − β ·λ2

4 ·π2

Für die großräumige Struktur der Wellen in der Westwindzone sind vor allem dieannähernd stationären Wellen ausschlaggebend, die sich nach einem Hindernis bil-den. Für diese Wellen ist die Phasengeschwindigkeit c = 0 und wir erhalten für dieWellenlänge λs :

0 = v0 −β · λ2s

4 ·π2

bzw. aufgelöst nach λs :

λs = 2 ·π ·√

v0

β= 2 ·π ·

√v0 ·R

2 ·Ω · cosϕ

Für eine geographische Breite von 60 und einer zonalen Geschwindigkeit von 15ms−1

ergibt sich beispielsweise λs = 7190km. Die Wellenlängen der als stationäre Wellen ge-näherten Rossby-Wellen betragen in den höheren Breiten also viele tausend Kilometer.Da der 60. Breitenkreises einen Umfang von nur rund 20000km hat passen nicht vieleWellen darauf.

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3.3.4 Barokline Rossby-Wellen

Die barotropen Wellen sind stabil, auch bei großen Amplituden wirken ausreichendgroße rücktreibende Kräfte, weswegen mit dem barotropen Modell keine Instabilitä-ten und Singularitäten wie die Entstehung von Zyklonen erklärt werden können. Imfolgenden sollen deswegen nun die baroklinen Rossby-Wellen genauer betrachtet wer-den. Bei den barotropen Wellen wurde die Divergenzfreiheit der Strömung vorausge-setzt, die in der Troposphäre nur in etwa 5 - 6km Höhe annähernd erfüllt ist. In dendarüber und darunter liegenden Schichten ist mit Kon- und Divergenzen zu rechnen.

In Abbildung 3.5 ist eine stationäre barokline Welle in drei Höhenniveaus skizziert.Im mittleren Niveau ist eine divergenzfreie Strömung mit konstanter absoluten Vorti-city, darunter ein bodennahes Niveau, in dem die Windgeschwindigkeit v kleiner istals die Strömungsgeschwindigkeit v0 des quasi-barotropen Niveaus und oben das Ni-veau der Höhenströmung, wo eine Strömungsgeschwindigkeit vorherrscht, die größerals v0 ist.

Abbildung 3.5: stationäre barokline Welle; Quelle: Roedel, Wagner, 2011

Aus der Definition der Vorticity kann man qualitativ schließen, das mit höherenStrömungsgeschwindigkeiten die Vorticity betragsmäßig auch größer wird. Berücksich-tigt man zudem noch, dass bei zyklonaler Strömung die Vorticity positiv, bei antizyklo-naler Strömung negativ ist, kann man die in Abbildung 3.5 eingesetzten Beziehungenzwischen der absoluten Vorticity η0 der Strömung in dem quasi-barotropen Niveauund der absoluten Vorticity der Bodenwinde und der Höhenströmung herleiten. Desweiteren lässt sich leicht zeigen, dass die Vorticity-Änderung einer stationären Welleindirekt proportional zu ihrer Strömungsdivergenz ist. So steht im polwärts gerichte-ten Teil der Welle einer bodennahen Konvergenz eine Divergenz in der Höhenströ-mung gegenüber, was eine aufwärts gerichtete Vertikalbewegung der Luft zur Folgehat. Analog steht der bodennahen Divergenz dem äquatorwärts gerichteten Teil derWelle eine Konvergenz in der Höhenströmung gegenüber, was eine abwärts gerichteteVertikalbewegung der Luft bedingt.

Wegen der Höheren Geschwindigkeit der Höhenströmung ist die Konvergenz bzw.Divergenz in der Höhe stärker, was zur Folge hat das die Aufwärtsbewegung mit einemDruckabfall, die Abwärtsbewegung mit einem Druckanstieg am Boden verbunden ist.Diese Effekte sind für die Dynamik der baroklinen Wellen und damit auch für die Bil-dung von Zyklonen und Antizyklonen entscheidend.

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3.3.5 Zyklonen und Antizyklonen in der Westwinddriftzone

Zum Entstehen einer Zyklone ist es erforderlich, dass in der Wellenbewegung eine In-stabilität auftritt, also eine durch eine Initialstörung verursachte Auslenkung weiterverstärkt wird. Wie eben gezeigt weißt der polwärts gerichtete Zweig einer baroklinenWelle eine Aufwärtsbewegung auf, wegen der dominierenden Höhendivergenz kommtes zu einem Druckabfall in diesem Bereich. Es entsteht ein ëmbryonales"Tief, was zueiner zyklnalen geostrophischen Umströmung führt. Beim äquatorwärts gerichtetenZweig läuft ein entsprechender Vorgang ab. Die dominierende Höhenkonvergenz führtzu einer abwärts gerichteten Luftströmung und damit zu einem Luftdruckanstieg inBodennähe. Dieses relative Luftdruckmaximum wird antizyklonal umströmt. Im Be-zugssystem der Welle bildet sich eine Strömungsform aus, wie in Abbildung 3.6 obengezeigt. Dabei ist die resultierende Strömung der polwärts gerichteten Welle eben-falls polwärts gerichtet, die resultierende Strömung der äquatorwärts gerichteten Wel-le ebenfalls äquatorwärts gerichtet. Diese Strömungen lassen die Amplitude der Wel-le weiter wachsen, was dazu führt, das die diese Strömungen hervorrufenden Kon-und Divergenzen stärker werden, was wiederum die Strömungen stärker werden lässt.So entsteht ein Rückkopplungsmechanismus, der die Welle instabil werden lässt undgroße Luftdruckunterschiede entstehen lässt.

Abbildung 3.6: schematischer Verlauf von Strömung (gestrichelt) und Wellenfront (durchgezogene Dop-pellinie) einer baroklinen Welle; Quelle: Roedel, Wagner, 2011

Im unteren Teil der Abbildung ist eine Überlagerung der beiden Strömungsfor-men zu sehen. Trotz aller Vereinfachungen und zweidimensional kann man schondie Grundzüge eines realen Zyklonensystems sehen. Man kann in der Skizze schonden für ein Tiefdruckgebiet charakteristischen nach Norden vorstoßenden Warmluft-keil mit Winden aus südlicher bis südwestlicher Richtung sehen. Auch die wichtigs-

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ten Frontstrukturen kann man erkennen: In Zugrichtung der Zyklone vor dem Warm-luftkeil eine Warmfront, dahinter eine Kaltfront. Dennoch handelt es sich hierbei nurum ein Modell eine reale Zyklone in drei Dimensionen ist komplizierter aufgebaut dadort auch Vertikalbewegungen auftreten. Zusätzlich treten die geschlossenen Isobarennur in den unteren, durch Reibung beeinflussten Luftschichten auf. In der Höhenströ-mung bleibt die ursprüngliche Wellenform besser erhalten.

Abbildung 3.7: Entstehung einer Zyklone; Quelle: Roedel, Wagner, 2011

Abbildung 3.7 zeigt in drei typischen, sehr vereinfachten "Momentaufnahmen"dieEntstehungsgeschichte einer Zyklone.

1. zeigt die Anfangsphase: durch eine Initialstörung entsteht eine Welle mit einemWarmluftvorstoß nach Norden und einem Kaltluftvorstoß nach Süden. Die Am-plitude der Welle verstärkt sich wie eingangs beschrieben.

2. zeigt die Zyklone im Höhepunkt ihrer Entwicklung: wegen der größeren Wande-rungsgeschwindigkeit der Kaltfront im Gegensatz zur Warmfront holt die Kalt-front die Warmfront ein. Das "verschmelzen"von Kalt und Warmfront wird Ok-klusion genant, dabei erwärmt sich die Kaltluft, die Warmlüft kühlt sich ab. Dashat netto einen polwärts gerichteten Energiestrom zur Folge.

3. zeigt die vollentwickelte Zyklone, es hat sich eine Okklusion gebildet.

Die Zeit vom Auftreten der Initialstörumg bis zur voll entwickelten Okklusion dau-ert in der Regel 1 - 2 Tage; die Größenordnung einer voll Entwickelten Polarfrontzyklo-ne liegt bei 1000 bis 3000km.Zum Schluss dieses Kapitels soll noch kurz auf die Bildung der Antizyklonen eingegan-gen werden. Diese lässt sich grob in zwei Mechanismen aufteilen:

• dynamische Entstehung, analog zur Entstehung der Zyklonen. Die Antizyklonensind dabei aber weniger stark ausgeprägt, da am Boden eine Divergenz herrscht,die die Auflösung von Fronten begünstigt.

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• Scherungszone zwischen den westwärts strömenden Passaten und der Westwind-zone induziert antizyklonale Wirbel; durch die Corioliskraft wird Luft ins inne-re des Wirbels gepumpt bis sich ein Gleichgewicht zwischen Druckgradientkraftund Corioliskraft gebildet hat. Ein sehr bekanntes und für uns in Mitteleuropawichtiges Beispiel dafür ist das Azorenhoch.

Tendenziell ist in Hochdruckgebieten schönes, trockenes Wetter zu erwarten. DieAbsinkbewegung innerhalb des Hochdruckgebiets führt zur Wolkenauflösung und Er-wärmung der Luft, vor allem auf Bergen ist Hochdruckwetter meist von guter Sicht undWolkenfreiheit gekennzeichnet. Greift die Absinkbewegung und die damit verbunde-ne Erwärmung aber nicht bis zum Boden durch entsteht eine Inversion. An der Inver-sionsgrenze können Wolkenfelder entstehen wodurch es darunter oft kalt und nebeligist.

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4 Großwetterlagen in Europa

Eine Großwetterlage ist definiert durch die mittlere Luftdruckverteilung in Meereshö-he und der mittleren Troposphäre in einem großen Gebiet (mindestens von der Grö-ße Europas) über den Zeitraum von einigen Tagen. Die Großwetterlage bestimmt denCharakter eines Witterungsabschnittes, in einigen kleineren Teilen können sich örtli-che Druckgebilde entwickeln, die das Wetter kurzzeitig ändern, die Zugrichtung dieserkleinen Druckgebilde ist aber durch die aktuell vorherrschende Großwetterlage vor-herbestimmt. Die Großwetterlagen dienen der synoptischen Klimatologie und existie-ren in Europa seit 1881. Aufgrund der immer besser werdenden nummerischen Me-thoden für die Mittelfristvorhersage verlieren die Großwetterlagen aber allmählich anBedeutung.

Für Europa wurden 29 Großwetterlagen definiert, das Wetter bei uns in Mitteleuro-pa bestimmen 8 dieser Wetterlagen, die im Folgenden näher betrachtet werden sollen.

4.1 Westlage

Bei der Westlage liegt das Azorenhoch bei den namensgebenden Inseln im Atlantik, einTief beherrscht den Nordatlantik zwischen Island und Skandinavien. Zwischen diesenbeiden steuernden Druckgebilden reicht eine ausgeprägte Westwindzone vom Atlan-tik bis nach Mitteleuropa. In der Westwindzone ziehen Zyklonenfamilien ostwärts undbestimmen so das Wetter bei uns in Mitteleuropa, das bei der Westlage abwechslungs-reich mit Sonne, Wind und Regen ist. Ob das Wetter in Mitteleuropa eher sonnig oderregnerisch ist bestimmt die Lage und Ausdehnung des Azorenhochs. Liegt diese Anti-zyklone weit im Süden überstreichen auch die Zyklonen ein Gebiet bis etwa zum 50.Breitenkreis auf ihrem Weg nach Osten. Befindet sich das Azorenhoch weiter nördlich,von wo aus es auch oft einen Hochdruckkeil bis nach Mitteleuropa treiben kann wan-dern die Tiefs etwa beim 60. Breitengrad nach Osten, damit ist das Wetter in Mitteleu-ropa durch wenig Niederschlag und viele Sonnenstunden gekennzeichnet.

Abbildung 4.1: Westlage; Quelle: Berthold Wiedersich: Taschenatlas Wetter, 2003

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4.1.1 Nordwestlage

Bei der Nordwestlage ist das Azorenhoch nach Norden hin verschoben, ohne dass essich in einen Keil bis nach Mitteleuropa erstreckt. Dadurch ergibt sich eine gemischteZirkulationsform, bei uns herrscht eine Nordwestliche Strömungsrichtung vor. Befin-det sich das Hoch weiter im Osten ist das Wettergeschehen in Europa antizyklonal,befindet es sich weiter im Westen zyklonal geprägt. Die in die zyklonale Nordwestströ-mung eingelagerten Tiefs bringen in Europa häufig ergiebige Niederschlage, wodurchsich sogar Hochwassergefahr entwickeln kann.

4.1.2 Südwestlage

Bei der Südwestlage dehnt sich das Azorenhoch mit einem Keil über Spanien bis zumöstlichen Mitteleuropa hin aus. Das führt in Mitteleuropa zu sonnigem Wetter bei mil-den Temperaturen.

Im langjährigem Durchschnitt bestimmen die westlichen Wetterlagen das Wetterin Europa zu 39%, damit sind die Westlagen die wichtigsten Wetterlagen in Europa.

4.2 Ostlage

Bei der Ostlage befindet sich über dem Mittelmeer ein Tiefdruckgebiet, über Skandi-navien und den westlichen Teil Nordrusslands befindet sich ein Hoch. Das hat eineLuftströmung aus dem Osten nach Mitteleuropa zur Folge. Diese kontinental geprägteLuft ist sehr trocken, im Sommer sehr heiß, im Winter kalt. Sind diese Druckgebiete imWinter über lange Zeit stabil, kann sogar extrem kalte, sibirische Luft bis nach Mittel-europa vordringen.

Abbildung 4.2: Ostlage; Quelle: Berthold Wiedersich: Taschenatlas Wetter, 2003

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Die Ostlage herrscht in Europa an durchschnittlich 27% aller Maitage, 10% aller Ju-litage und im Januar an 20% aller Tage vor. Das führt im Januar meist zu strengen Frost.Die tiefsten, je in Deutschland gemessenen Temperaturen wurden bei Ostlagenwettergemessen.

4.3 Südlage

Bei der Südlage befindet sich im Süden von Russland ein Hoch, ein Tief über den briti-schen Inseln. Durch diese Wetterlage gelangt subtropische Warmluft zu uns nach Mit-teleuropa, die meist sonniges und warmes Wetter mit sich bringt. Da die aus Südenkommende Luft die Alpen überqueren muss, kommt es in Süddeutschland häufig zuFöhn, besonders im Frühjahr kann es passieren, dass der Scirocco so Wüstenstaub ausder Sahara bis nach Mitteleuropa transportiert.

Abbildung 4.3: Südlage; Quelle: Berthold Wiedersich: Taschenatlas Wetter, 2003

Liegt bei einer Südlage das Hoch über Russland weit im Osten bedeutet das, dasswir in Europa eher zyklonales Wetter haben, das sich durch den Durchzug von Hochund Tiefs auszeichnet.

4.4 Nordlage

Bei der Nordlage befindet sich über dem Ostatlantik oder den Britischen Inseln einblockierendes Hoch, über der Ostsee oder dem Baltikum ein Tief. Dadurch kann kaltearktische Polarluft nach Europa strömen.

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Abbildung 4.4: Nordlage; Quelle: Berthold Wiedersich: Taschenatlas Wetter, 2003

Nordlagenwetter herrscht an 25% aller Tage von April bis Juni. Es kommt immerwieder zu heftigen Kaltluftvorstößen, die Erwärmung wird durch Regen- und Schnee-schauer unterbrochen

4.5 Tief über Mitteleuropa

Entwickelt sich aus einer Nordlage und ist durch ein hochreichendes kaltes Tief überEuropa gekennzeichnet. Mit ausgedehnten Aufgleitvorgängen bringt diese Wetterlagenasskaltes Wetter mit sich. Diese Wetterlage tritt im Jahresdurchschnitt aber nur mit2% Häufigkeit auf.

Abbildung 4.5: Tief über Mitteleuropa; Quelle: Berthold Wiedersich: Taschenatlas Wetter, 2003

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4.6 Hoch über Mitteleuropa

Bei dieser Schönwetterlage setzt sich ein Hoch über Mitteleuropa fest. Diese Wetterla-ge kommt mit 17% Häufigkeit zu allen Jahreszeiten vor.

Abbildung 4.6: Hoch über Mitteleuropa; Quelle: Berthold Wiedersich: Taschenatlas Wetter, 2003

Ein bekanntes Beispiel dieser Wetterlage ist der sehr regelmäßig kommende Alt-weibersommer. Im Herbst und Winter entwickelt sich bei dieser Wetterlage in tieferenLagen, Senken und Tälern eine Inversion was dort mit Nebel und Hochnebel verbun-den ist. In den höheren Lagen der Mittelgebirge und Alpen ist es hingegen sonnig undmild häufig verbunden mit guter Fernsicht.

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5 Quellen

• Christian-Dietrich Schönwiese: Klimatologie, Eugen Ulmer Verlag Stuttgart, 2008

• Dieter Etling: Theoretische Meteorologie, Springer Verlag, 2008

• Walter Roedel, Thomas Wagner: Physik unserer Umwelt: Die Atmosphäre, Sprin-ger Verlag, 2011

• Brigitte Klose: Meteorologie, Springer Verlag, 2008

• Taschenatlas Wetter. Klett – Perthes Verlag, 2006

• Murry L. Salby: Atmospheric Physics, Academic Press, 1995

• http://edoc.gfz-potsdam.de/pik/get/4864/0/8715a7f401b3f6a1568a4227a81dd7e7/tab10.pdf

• www.diplomet.info

• www.diercke.at

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