Numerische Simulationen von Kondensstreifen und deren Übergang in Zirren

 

 

 

Dissertation der Fakultät für Physik der  Ludwig-Maximilians-Universität München, vorgelegt von Dipl.-Tech. Math. Simon Unterstrasser aus Kraiburg am Inn     -    https://edoc.ub.uni-muenchen.de/9464/1/Unterstrasser_Simon.pdf

 

 

 

München, Oktober 2008

 

1. Gutachter: Prof. Dr. Ulrich Schumann, LMU München

2. Gutachter: Prof. Dr. Bernd Kärcher, LMU München

 

Tag der mündlichen Prüfung: 3. Dezember 2008 

 

 

 

 

 

 

 

Zusammenfassung

 

Der in den letzten Jahrzehnten zu beobachtende globale Temperaturanstieg wurde teilweise durch anthropogene Emissionen verursacht. Der Flugverkehr trägt durch den Eintrag von direkt oder indirekt strahlungswirksamen Gasen und der Änderung der hohen Bewölkung ebenfalls zum Klimawandel bei. Die größte Unsicherheit besteht momentan bei der Bewertung des Strahlungsantriebs durch gealterte Kondensstreifen, die auch als flugzeuginduzierte Zirren klassifiziert werden. In der vorliegenden Arbeit wurde der Übergang von Kondensstreifen in Zirren mittels numerischer Methoden untersucht und die Entwicklung der geometrischen, mikrophysikalischen und optischen Eigenschaften beleuchtet. Dazu wurde die Entwicklung der Kondensstreifen während der Wirbelphase und der Dispersionsphase separat betrachtet.

 

Unter Verwendung eines vorhandenen LES–Modells mit Eismikrophysik wurde ein 2D–Modell zur Kondensstreifenmodellierung entworfen, das aufgrund seiner Konzipierung eine Vielzahl von Simulationen zulässt. Somit kann der Einfluß von vielen Parametern wie z.B. der relativen Feuchte, Temperatur, Windscherung oder des Strahlungsszenarios systematisch untersucht werden. Insbesondere wurde ein Modul entwickelt, das im 2D–Modell einen realistischen Wirbelzerfall während der Wirbelphase sicherstellt. Während des Wirbelabsinkens tritt im primären Nachlauf Eiskristallverlust auf und abhängig von der Feuchte (Eisübersättigung) und Temperatur der Umgebungsluft verdampft ein Großteil der Eiskristalle. Bei bestimmten Feuchte- und Temperaturkombinationen hängt die Anzahl überlebender Eiskristalle sensitiv von der Schichtung der Atmosphäre und der Hintergrundturbulenz ab, da diese Größen den Wirbelzerfall beeinflussen. Im Maximalfall überleben 70% der Eiskristalle die Wirbelphase. Bei geringen Übersättigungen und hohen Temperaturen verdampfen alle Eiskristalle im primären Nachlauf und der Kondensstreifen besteht dann nur aus dem sekundärem Nachlauf.

 

Während der Dispersionsphase verbreitern sich Kondensstreifen durch Scherung und in geringerem Maße durch turbulente Diffusion und es findet der Übergang in flugzeuginduzierte Zirren statt. Eine substanzielle Verbreiterung der Kondensstreifen ist nur bei Umgebungsfeuchten ≥ 120% sichtbar. Die Klimawirksamkeit der Kondensstreifen hängt hauptsächlich von der relativen Feuchte und in kleinerem Maße von der Temperatur und der Scherung ab. In den Standarduntersuchungen sind im Modell die Hintergrundbedingungen statisch angenommen und es tritt kein großräumiges Aufgleiten oder Absinken der Luftmassen auf. In diesem Fall ist die Lebenszeit der Kondensstreifen aufgrund der Sedimentation begrenzt und beträgt zwischen 4 − 6 Stunden. Der Strahlungseinfluß führt bei geeigneten Umgebungsbedingungen zu einem Aufgleiten der Kondensstreifen, wodurch deren Auflösung aufgrund des zusätzlichen Wasserdampfangebotes verlangsamt wird. Sofern die Kondensstreifen nicht durch synoptischskaliges Aufgleiten der gesamten Luftschicht gestärkt werden, nimmt die optische Dicke der Kondensstreifen mit der Zeit ab, weil die Eiskristallkonzentrationen sowie Eiswassergehalte verdünnt werden und das Höhenwachstum des Kondensstreifens gering ist.

 

 

 

 

Inhaltsverzeichnis

 

1 Einleitung

 

1 1.1 Motivation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1 1.2 Stand des Wissens . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2 1.3 Problemstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

Methode und numerische Werkzeuge 

 

2.1 Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.2 EULAG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 

2.3 Mikrophysikschema . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.4 Zirkulationsmodell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.5 Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.6 Berechnung des Effektivradius und der Extinktion . . . . . . . . . . .

 

3 Wirbelphase

 

3.1 Theoretische Aspekte - Zusammenspiel von Dynamik und Mikrophysik

3.2 Aufbau der Simulationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.2.1 Initialisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.2.2 Beispielsimulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.3 Ergebnisse der Simulationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.3.1 Einfluss der mikrophysikalischen Parameter . . . . . . . . . . .

3.3.2 Einfluss der Wirbeldynamik . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.3.3 Weitere Sensitivitäten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.4 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

4 Dispersionsphase

 

4.1 Aufbau der Simulationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.1.1 Initialisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.1.2 Beispielsimulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.2 Ergebnisse der Standardsimulationen . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.2.1 Geometrische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.2.2 Mikrophysikalische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . .

4.2.3 Optische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.3 Sensitivitätsuntersuchungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.3.1 Einfluss der Turbulenz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.3.2 Einfluss der Schichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.3.3 Einfluss verschiedener Strahlungsszenarien . . . . . . . . . . .

4.3.4 Variation der anfänglichen Eiskristallanzahl und -masse . . . .

4.3.5 Einfluss der Dicke der ubersättigten Schicht . . . . . . . . . . .

4.3.6 Turbulentes Verdampfen - Variation des Sublimationsparameters . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

4.4 Sondersimulationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.4.1 Warmer Fall . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.4.2 Synoptischer Vertikaltransport . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.4.3 Nukleation von Eisteilchen durch strahlungsbedingte Dynamik

4.5 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

5 Vergleich mit Messungen und numerischen Modellen

 

5.1 Vergleich mit anderen Grobstruktursimulationen . . . . . . . . . . . .

5.1.1 Wirbelphase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.1.2 Dispersionsphase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.2 Turbulente Diffusion im EULAG-Modell . . . . . . . . . . . . . . . .

5.2.1 Turbulente Diffusion eines passiven Spurenstoffs . . . . . . . .

5.2.2 Vergleich mit empirischen Verdünnungsraten . . . . . . . . . .

5.3 Vergleich mit in-situ Messdaten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.4 Vergleich mit Lidardaten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.4.1 Einzelstudie ALEX-Lidar . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.4.2 Lidarmessungen von Freudenthaler . . . . . . . . . . . . . . .

5.5 Vergleich mit in-situ Messung eines Embraer170-Kondensstreifens . .

5.6 Vergleich mit Satellitenbeobachtungen . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

6 Zusammenfassung

 

6.1 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

6.2 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

A Verschiedenes

A.1 Messungen von Scherung und Stabilität in der Tropopausenregion . .

A.2 Lognormalverteilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

A.3 Detektionsschwellwert bei einem Lidar . . . . . . . . . . . . . . . . .

A.4 Tabellarischer Uberblick über alle durchgeführten Simulationen . . .

A.5 Abbildungssammlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

 

Abbildungsverzeichnis

Tabellenverzeichnis

Symbolverzeichnis

Literaturverzeichnis 

 

 

 

Kapitel 1 Einleitung

 

1.1 Motivation

 

Der in den letzten Jahrzehnten zu beobachtende globale Temperaturanstieg wurde teilweise durch vom Menschen verursachte Emissionen, die den Strahlungshaushalt der Erde verändern, hervorgerufen. Im Jahr 2000 war der Flugverkehr für 2− 8% des gesamten anthropogenen Strahlungsantriebs verantwortlich (Forster et al., 2007). Da der Flugverkehr hohe Zuwachsraten aufweist (ICAO, 2007), die nicht vollständig durch Effektivitätssteigerungen ausgeglichen werden können, wird die Klimarelevanz dieses Verkehrssektors in den nächsten Jahren weiter zunehmen. Der Flugverkehr verändert sowohl die Atmosphärenzusammensetzung durch den Eintrag von Kohlendioxid, Stickoxiden und anderen klimarelevanten Gasen als auch die Wolkeneigenschaften. Die Bewölkung kann durch Kondensstreifen oder den indirekten Aerosoleffekt geändert werden. Der indirekte Effekt bezeichnet eine Anderung der natürlichen Zirrenbedeckung durch die Emission von Aerosolpartikeln, welche die Bildungseigenschaften der Zirren beeinflussen (Ström und Ohlsson, 1998; Hendricks et al., 2005). Beim erstgenannten Effekt bilden sich im Abgasstrahl des Flugzeugs Eiskristalle, sofern das Schmidt-Appleman-Kriterium erfüllt ist (Schmidt, 1941; Appleman, 1953; Schumann, 1996). Die anfangs linienförmigen Kondensstreifen können sich bei geeigneten Umgebungsbedingungen ausbreiten und über mehrere Stunden existieren (Minnis et al., 1998). Meistens verändern sie ihre Gestalt mit zunehmendem Alter und verlieren nach und nach ihre Linienförmigkeit. Sofern man nicht die Entwicklungsgeschichte der Kondensstreifen verfolgt hat, ist es schwierig, sie von natürlich gebildeten Zirren zu unterscheiden. Es existieren nur vage Schätzungen, wie hoch der Anteil dieser sogenannten flugzeuginduzierten Zirren an der gesamten Zirrenbewölkung ist. Nach heutigem Wissensstand tragen Kondensstreifen und optisch dünne Zirren zum Treibhauseffekt bei. Um diesen Beitrag zu bestimmen, muss insbesondere der globale Bedeckungsgrad der Kondensstreifen und ihre regionale Verteilung bekannt sein. Außerdem muss man die optischen Dicken von Kondensstreifen bzw. deren statistische und regionale Verteilung kennen. Beides ist nur unzureichend bekannt. Bisher kann der Bedeckungsgrad linienförmiger Kondensstreifen abgeschätzt werden. Er liegt global in der Größenordnung von 0.1%, und kann lokal bis zu 5% erreichen. Kondensstreifen werden aufgrund ihrer morphologischen Eigenschaften mittels Bilderkennungsalgorithmen (Mannstein et al., 1999) oder ” manuell“ in Satellitenaufnahmen erkannt (Bakan et al., 1994; Meyer et al., 2002; Palikonda et al., 2005; Minnis et al., 2005).

 

Für die Veränderung des Bedeckungsgrades hoher Wolken und des Strahlungsantriebs durch den indirekten Effekt und durch flugzeuginduzierte Zirren gibt es aufgrund des dürftigen Wissensstands keine verlässlichen Schätzungen (Sausen et al., 2005; Forster et al., 2007). Es wird aber vermutet, daß der Strahlungsantrieb durch gealterte Kondensstreifen (= flugzeuginduzierte Zirren) und durch den indirekten Effekt höher ist als durch linienförmige Kondensstreifen. Diese Vermutung beruht unter anderem darauf, daß die Zirrenbewölkung über die letzten Jahr-zehnte teilweise zugenommen hat. Es gibt nun einige Ansätze, um den Bedeckungsgrad und den Strahlungsantrieb durch gealterte Kondensstreifen abzuschätzen. Satellitendaten zeigen eine Korrelation der Zunahme der Zirrenbedeckung mit dem Flugverkehrsaufkommen. Es ist jedoch schwierig, den Flugverkehr von anderen bewölkungs-modifizierenden Einflüssen, wie z.B. der Änderung der Temperatur oder globaler Zirkulationsmuster in einem sich wandelndem Klima, zu isolieren und so die Zirrenzunahme aufgrund des Flugverkehrs zu beweisen und quantifizieren (Boucher, 1999; Zerefos et al., 2003; Minnis et al., 2004; Stordal et al., 2005; Stubenrauch und Schumann, 2005; Eleftheratos et al., 2007). Ein zweiter Ansatz verwendet globale Zirkulationsmodelle. Die bestehenden Parametrisierungen von linienförmigen Kondensstreifen (Ponater et al., 1996, 2002, 2005; Marquart et al., 2003) in globalen Zirkulationsmodellen werden erweitert, so daß damit auch gealterte Kondensstreifen untersucht werden können (Burkhardt et al., 2006). Bei dieser Parametrisierung ist es wichtig, den Alterungsprozeß einzelner Kondensstreifen gut zu verstehen. Die vorliegende Arbeit beleuchtet den Alterungsprozeß einzelner Kondensstreifen mittels eines mesoskaligen Modells. Die Entwicklung von Kondensstreifen bis zu einer halben Stunde wurde mit numerischen Modellen in der Vergangenheit studiert. Bisher gibt es aber nur wenige Arbeiten, die die Entwicklung von Kondensstreifen über den ganzen Lebenszyklus verfolgen und den Übergang in Zirren untersuchen. In dieser Arbeit wird zum ersten Mal systematisch die Entwicklung von Kondensstreifen über mehrere Stunden untersucht. Es soll untersucht werden, unter welchen Umständen Kondensstreifen langlebig sind und welche Umgebungsbedingungen die Ausbreitung, die Klimawirksamkeit, die optischen Eigenschaften und die Lebenszeit des Kondensstreifens kontrollieren.

 

 

 

 

 

1.2 Stand des Wissens

 

Bei der numerischen Modellierung von Kondensstreifen ist es wichtig, auf die dynamischen und thermodynamischen Besonderheiten im Flugzeugnachlauf einzugehen. Die Entwicklung des Flugzeugnachlaufs und des Kondensstreifens wird seit CIAP (1975) in drei zeitlich aufeinanderfolgende Bereiche unterteilt: Jetphase, Wirbelphase und Dispersionsphase. Mittlerweile wird in einigen Arbeiten dazu übergegangen (Gerz et al., 1998; Paugam, 2008), die Entwicklung in vier Phasen einzuteilen und zwischen der Wirbelphase und der Dispersionsphase die Dissipationsphase einzuschieben. In den einzelnen Phasen sind jeweils unterschiedliche physikalische Prozesse relevant. Nun sollen kurz die Merkmale der einzelnen Phasen im Flugzeugnachlauf, die auch für die Entwicklung der Kondensstreifen von großer Bedeutung sind, vorgestellt werden. Die Jetphase deckt die ersten 10−20 Sekunden hinter dem Flugzeug ab. Ein wichtiger Prozess ist die Vermischung der heißen Abgasluft mit der Umgebungsluft. Wenn das Schmidt-Appleman-Kriterium erfüllt ist, dann tritt während des Mischungsprozesses Übersättigung bezüglich der Wasserphase im Nachlauf auf und dies initiiert die Bildung von Eisteilchen. Die Bildung der Eisteilchen ist nach weniger als einer Sekunde abgeschlossen (Kärcher et al., 1996). Die Temperatur im Nachlauf nimmt schnell ab und hat sich am Ende der Jetphase weitestgehend der Umgebungstemperatur angepasst (Gerz und Ehret, 1997). Aufgrund der Druckunterschiede entlang der Tragflächen, die für den Auftrieb des Flugzeugs sorgen, ist Zirkulation um den Flügel vorhanden (Kutta-Joukowski Gesetz). Während der Jetphase entsteht aus der anfänglichen Zirkulationsverteilung ein gegenläufig rotierendes Wirbelpaar, was in der Literatur mit ” Aufrollen“ des Wirbels bezeichnet wird. Zeitgleich werden Triebwerksemissionen und Eisteilchen in die entstehenden Wirbel eingesogen. Die Jetphase endet, wenn die Wirbel fertig aufgerollt sind. Zu diesem Zeitpunkt ist ein Großteil der Emissionen und der Eisteilchen im Wirbelsystem enthalten, das primärer Nachlauf genannt wird. Einige sind nicht im Wirbelverbund eingeschlossen und bilden zusammen mit weiteren Eisteilchen, die sich während des nun folgenden Wirbelabsinkens aus dem primären Nachlauf ablösen, den sekundären Nachlauf. Die Entwicklung im Nachlauf ist von der Wirbeldynamik geprägt. Die Phase, die sich an die Jetphase anschließt, heißt daher Wirbelphase (Widnall, 1975; Spalart, 1998; Gerz und Holzäpfel, 1999; Gerz et al., 2002). Diese dauert ungefähr 2−4 Minuten. Die beiden Wirbel beeinflussen sich gegenseitig und sinken anfänglich mit ungefähr 1−2 m/s ab. Das Wirbelpaar wird vertikal um 100−300 m ausgelenkt. Die Verdünnung der Stoffkonzentrationen im primären Nachlauf ist gering, da die Luft in den Wirbeln ein abgeschlossenes System bildet und wenig Austausch mit der Luft außerhalb der Wirbel erfolgt. Dies beeinflusst sowohl chemische also auch mikrophysikalische Prozesse im Abgasstrahl. Das Absinken des Wirbelpaares führt zu einer adiabatischen Erwärmung der eingeschlossenen Luft. Dadurch steigt der Sättigungsdampfdruck kontinuierlich an und die relative Feuchte nimmt folglich ab. Dies kann eine Untersättigung der Luft nach sich ziehen und so für einen Verlust an Eismasse und -kristallen im primären Nachlauf sorgen (Sussmann und Gierens, 1999; Lewellen und Lewellen, 2001). Wie lange die Wirbel existieren und wie weit sie absinken, hängt sowohl von Flugzeugparametern als auch von der Schichtung der Atmosphäre und der atmosphärischen Turbulenz ab (Greene, 1986; Holzäpfel, 2003). Ein Hauptmechanismus des Wirbelzerfalls ist die Crow-Instabilität (Crow, 1970). Dies ist eine Schwingung der beiden Wirbel entlang der Wirbelachsen, die in Flugrichtung orientiert sind. In dieser Phase gibt es entlang der Flugrichtung abwechselnd Abschnitte, an denen sich die Wirbel gegenseitig auslöschen und an denen sie sich zu Wirbelringen vereinigen. An die Wirbelphase schließt sich die Dissipationsphase an. Die kohärenten Wirbelstrukturen brechen in turbulente Bewegungen auf. Diese sogenannte flugzeuginduzierte Turbulenz wird nun dissipiert. Ein weiteres Merkmal ist das Aufsteigen des primären Nachlaufs aufgrund seiner erhöhten potentiellen Temperatur, sofern die Atmosphäre stabil geschichtet ist. Die Eisteilchen werden nun in die Umgebungsluft eingemischt. Sobald die flugzeuginduzierten Bewegungen nach einigen Minuten abgeklungen sind und sich die Turbulenz auf das atmosphärische Hintergrundniveau eingestellt hat, spricht man von der Dispersionsphase. In der Dispersionsphase findet die Verdünnung der Teilchenkonzentration mittels atmosphärischer Turbulenz statt (Schumann et al., 1998). Während bisher die flugzeuginduzierte Dynamik dominant war, sind nun atmosphäriche Größen wie die Windscherung von Bedeutung. In dieser Phase vollzieht sich der Übergang von Kondensstreifen in Zirren. Die Dispersionsphase endet, wenn je nach betrachtetem Phänomen, die erhöhten Stoffkonzentrationen durch die Triebwerksemissionen nicht mehr von der natürlichen Variabilität zu unterscheiden sind, oder wenn sich der Kondensstreifen aufgelöst hat. Da in dieser Arbeit Kondensstreifen untersucht werden, verwenden wir die zweite Definition. Jedoch kann mit dieser Definition kein eindeutiger Zeitpunkt festgelegt werden, da das Auflösen eines Kondensstreifen unterschiedlich charakterisiert werden kann. Mögliche Charakterisierungen sind optische Sichtbarkeit, Detektierbarkeit mit einem Lidar oder die Existenz von Eiskristallen. Im Folgenden werden bisherige Arbeiten vorgestellt, die numerische Simulationen von einzelnen Kondensstreifen mit mesoskaligen Modellen durchgeführt haben. Die meisten numerischen Modelle verfolgen die Entwicklung der Kondensstreifen nur während einer der oben beschriebenen Phasen. Das ist sinnvoll, da in jeder Phase andere Anforderungen bezüglich der aufgelösten Skalen, Mikrophysik, Thermodynamik und Dynamik an das Modell gestellt sind. Die Jetphase wurde von Paoli et al. (2003), Garnier et al. (1997), Paoli et al. (2004), Kärcher et al. (1996) sowie Shirgaonkar und Lele (2006) untersucht. Zentrale Themen waren, wieviel Eiskristalle entstehen und welcher Bruchteil der Kristalle in die Wirbel eingesogen wird. Sussmann und Gierens (1999) führten 2D-Simulationen der Wirbelphase durch und zeigten, daß in vielen Fällen nur Eis im sekundären Nachlauf überlebt und die Evolution im primären Nachlauf von großem Kristallverlust geprägt ist. Ein beträchtlicher Teil der Eiskristalle verdampft aufgrund der adiabatischen Erwärmung im absinkenden Wirbelpaar. Ein Kritikpunkt an der Arbeit ist, daß die Initialisierung, das Absinken und der Zerfall der Wirbel in diesem zweidimensionenalen Modell nur unzureichend aufgelöst sind. Die Crow-Instabilität und ihre Auswirkungen auf den Wirbelzerfall werden nicht simuliert. Somit kann der Einfluss von Parametern, die die Wirbeldynamik ändern und so die mikrophysikalischen Eigenschaften des Kondensstreifens beeinflussen, nicht untersucht werden. Lewellen und Lewellen (2001) verwenden ein hochauflösendes 3D-Modell, das eine realitätsgetreue Simulation des Wirbelzerfalls ermöglicht und die unterschiedliche Wirbeldynamik bei geänderten Flugzeugparametern berücksichtigt. Der Simulationszeitraum beträgt eine halbe Stunde und der Schwerpunkt ist auf die Untersuchung der Wirbelphase und der Dispersionsphase gelegt. Es zeigt sich, daß der Bruchteil und die räumliche Verteilung überlebender Eiskristalle von der Umgebungsfeuchte, dem Flugzeugtyp, der anfänglichen Eiskristallanzahl und der Hintergrundturbulenz abhängen. Als Nachteil stellt sich die Verwendung eines Bulk-Mikrophysikschemas mit monodisperser Eiskristallgrößenverteilung (Huebsch und Lewellen, 2006) heraus. In Huebsch und Lewellen (2006) wird das in Lewellen und Lewellen (2001) verwendete Modell mit einer spektralen Mikrophysikroutine ergänzt. Es zeigt sich, daß ein weit größerer Bruchteil an Eiskristallen während der Wirbelphase verschwindet, wenn anstatt des bisher eingesetzten Bulk-Schemas mit monodisperser Verteilung ein Bin-Modell eingesetzt wird. Die aktuelle Arbeit von Paugam (2008) verwendet ein dreidimensionales Modell, das bisher nur mit einer monodispersen Mikrophysik ausgestattet ist. Die beiden letztgenannten Modelle benötigen aufgrund ihrer Konzipierung große Rechnerkapazitäten, weshalb nur eine eingeschränkte Zahl an Simulationsläufen möglich ist. In einigen Arbeiten (Jensen et al., 1998; Gierens, 1996; Chlond, 1998; Gierens und Jensen, 1998) wurde die Entwicklung des Kondensstreifens während der Dispersionsphase untersucht. Die meisten Arbeiten verwenden sehr vereinfachende Annahmen (Jensen et al., 1998; Gierens, 1996) oder inkorrekte Annahmen (Chlond, 1998) bei der Initialisierung des Kondensstreifens. Die unterschiedliche Entwicklung der mikrophysikalischen Eigenschaften der Kondensstreifen während der Wirbelphase wird in keinem Fall berücksichtigt. Die Simulationen von Jensen et al. (1998); Gierens (1996) sind größtenteils zweidimensional. Jensen et al. (1998) fuhrt vereinzelt Rechnungen in drei Dimensionen durch und zeigt, daß sich die Ergebnisse qualitativ nicht von den 2D-Rechnungen unterscheiden. Wichtige Ergebnisse der Simulationen sind, daß hohe Übersättigungen von si ≥ 25% notwendig sind, damit sich der Kondensstreifen ausbreiten kann (Jensen et al., 1998). Bestätigt wird dies durch die Fallstudie in Gierens und Jensen (1998), welche verdeutlicht, daß sich ein Kondensstreifen aufgrund der geringen Übersättigung innerhalb einer halben Stunde auflöst. Strahlungs- und Sedimentationseffekte treten nur auf, wenn der Simulationszeitraum mehr als eine halbe Stunde beträgt (Jensen et al., 1998; Gierens, 1996). Da in der vorliegenden Arbeit der Übergang von Kondensstreifen in Zirren untersucht werden soll, liegt das Hauptaugenmerk auf Simulationen der Dispersionsphase. Es zeigt sich, daß aber auch die Entwicklung in der Frühphase des Kondensstreifens einen großen Einfluss auf die spätere Entwicklung hat. Daher ist es sinnvoll, auch die Entwicklung der Kondensstreifen während der Wirbelphase zu betrachten. Die im Flugzeugnachlauf induzierte Wirbeldynamik kann zu einem erheblichen Verlust an Eiskristallen führen, der sensitiv von Flugzeug- und meteorologischen Parametern abhängt und so die späteren optischen Eigenschaften beeinflusst. Im Folgenden wird die Dissipationsphase, die nach Gerz et al. (1998) und Paugam (2008) die Übergangsphase zwischen Wirbelphase und Dispersionsphase beschreibt, als Teil der Dispersionsphase aufgefasst so wie das in CIAP (1975) dargestellt ist. Die Simulationen der Dispersionsphase werden dazu mit erhöhter flugzeuginduzierter Turbulenz initialisiert, um die Effekte der Dissipationsphase zu berücksichtigen. Nach einigen hundert Sekunden Simulationszeit ist die erhöhte Turbulenz dissipiert und man erreicht die Dispersionsphase nach der Definition von Gerz et al. (1998) und Paugam (2008).

 

 

 

Umrechnungstabelle: Kelvin (K) – Grad Celsius (°C)

 

180 K  =  -93,15 °C    /   190 K  =  -83,15 °C   /   200 K  =  -73,15 °C   /   210 K  =  -63,15 °C   /  

220 K  =  -53,15 °C    /   230 K  =  -43,15 °C   /   240 K  =  -34,15 °C

 

 

 

 

1.3 Problemstellung

 

Das Problem ist, daß gealterte Kondensstreifen im Allgemeinen nicht von natürlich gebildeten Zirren unterscheidbar sind, sofern man nicht den Alterungsprozeß eines Kondensstreifens im Einzelnen verfolgt. Daher sind die Eigenschaften ebenso wie die Lebenszeit der gealterten Kondensstreifen nur wenig bekannt. In dieser Arbeit wird ein numerisches Modell entwickelt, das geeignet ist, den Übergang von Kondensstreifen in Zirren zu simulieren. Ziel ist es, damit den Alterungsprozeß der Kondensstreifen und die zeitliche Entwicklung von geometrischen, optischen und mikrophysikalischen Größen zu untersuchen. Kondensstreifen und flugzeuginduzierte Zirren sind oft gut beobachtbar, da sie in ansonsten wolkenfreien Regionen existieren können. Man kann daraus folgern, daß Kondensstreifen in Regionen fortbestehen und sich ausbreiten können, in denen die Atmosphäre die Voraussetzungen für die Bildung von natürlichen Zirren nicht erfüllt. Die Eisteilchen in natürlich gebildeten Zirren entstehen meist durch homogene Nukleation. Dazu muss die relative Feuchte in der Umgebung über einem Schwellwert RHhom von > 145% liegen (Koop et al., 2000). Dieser Schwellwert ist als gepunktete Linie in Abbildung 1.1 in Abhängigkeit von der Temperatur angegeben. Soweit nicht anders erwähnt, ist in dieser Arbeit immer die relative Feuchte RHi bezüglich der Eisphase gemeint. Die Übersättigung si ist definiert als si = RHi − 1. Tritt heterogene Nukleation (Vali, 1985; DeMott et al., 2003) auf, können Eisteilchen auch bei geringeren Übersättigungen entstehen (DeMott, 1990; DeMott et al., 1999; Gierens, 2003). Im Gegensatz zu natürlichen Zirren muss zur Entstehung eines Kondensstreifens die Umgebungsfeuchte keinen Schwellwert überschreiten. Während der Durchmischung der heißen Abgasluft aus den Triebwerken und der Umgebungsluft können sich im Flugzeugnachlauf Eisteilchen auch bei einer Umgebungsfeuchte von 0% bilden. Jedoch ist die Entstehung eines Kondensstreifens an ein Temperaturkriterium gebunden. Das Schmidt-Appleman-Kriterium besagt, daß die Umgebungstemperatur unter einem bestimmten Schwellwert TSA liegen muss, damit sich im abkühlenden Abgasstrahl hinter dem Flugzeug Wassersättigung einstellt und Nukleation stattfindet. Bei T > 220 K ist das Schmidt-Appleman-Kriterium nicht zwangsläufig erfüllt. Die Abbildung 1.1 zeigt die Schwellwerttemperaturen TSA in Abhängigkeit von der Umgebungsfeuchte (Schumann, 1996). Die einzelnen Kurven sind für unterschiedliche Werte des Vortriebwirkungsgrads η und des Luftdrucks p aufgetragen. Die Schwellwerttemperatur TSA ist höher, wenn der Umgebungsdruck p, die Umgebungsfeuchte RHi und/oder der Gesamtwirkungsgrad eines Flugzeugs (η größer) höher ist. Im frühen Stadium eines Kondensstreifens, bestehen die Eiskristalle größtenteils aus dem kondensierten Wasserdampf, der aus den Triebwerken emittiert wird. Wächst ein Kondensstreifen in einer übersättigten Umgebung an, so wird überschüssiger Wasserdampf aus der Atmosphäre abgebaut, dessen Menge etliche Größenordnungen über der anfänglich emittierten Menge liegen kann. Die Eismasse der Kondensstreifen wächst umso stärker an, je höher die Übersättigung im umliegenden Gebiet ist. Kondensstreifen beziehen ihre Masse also größtenteils aus dem atmosphärischen Wasserdampf. In untersättigten Regionen können Kondensstreifen keinen überschüssigen Wasserdampf abbauen und sie lösen sich innerhalb weniger Sekunden bis Minuten auf. Diese Kondensstreifen haben keine Klimarelevanz und müssen nicht näher studiert werden. Ein möglicher Beitrag zu einer Klimaänderung kann nur durch Kondensstreifen hervorgerufen werden, die in übersättigten Gebieten entstehen. In der Troposphäre sind je nach Region ca. 15% der wolkenfreien Gebiete übersättigt (Gierens et al., 1999; Burkhardt et al., 2008). Dort können sich die anfangs linienförmigen Kondensstreifen ausbreiten. Sie verlieren ihre anfängliche Gestalt und können oft aufgrund ihrer morphologischen Eigenschaften nicht mehr von natürlich gebildeten Zirren unterschieden werden. Kondensstreifen in diesen Gebieten stellen eine klimarelevante zusätzliche Bewölkung dar, da sie in ansonsten wolkenfreien Verhältnissen existieren. Wie viele Kondensstreifen in diesen übersättigten Regionen präsent sind, hängt davon ab, wie hoch das Flugverkehrsaufkommen ist und ob das Schmidt-Appleman-Kriterium erfüllt ist.

 

 

 

 

Im frühen Stadium eines Kondensstreifens, bestehen die Eiskristalle größtenteils aus dem kondensierten Wasserdampf, der aus den Triebwerken emittiert wird. Wächst ein Kondensstreifen in einer übersättigten Umgebung an, so wird überschüssiger Wasserdampf aus der Atmosphäre abgebaut, dessen Menge etliche Größenordnungen über der anfänglich emittierten Menge liegen kann. Die Eismasse der Kondensstreifen wächst umso stärker an, je höher die Übersättigung im umliegenden Gebiet ist. Kondensstreifen beziehen ihre Masse also größtenteils aus dem atmosphärischen Wasserdampf. In untersättigten Regionen können Kondensstreifen keinen überschüssigen Wasserdampf abbauen und sie lösen sich innerhalb weniger Sekunden bis Minuten auf.

 

 

 

 

 

Umrechnungstabelle: Druck hPa/ Höhe

 

200 hPa  =  ca. 11.500 m Höhe   /   250 hPa  =  ca. 10.300 m Höhe   /  

300 hPa  =  ca. 9.100 m Höhe   /   350 hPa  =  ca.  8.000 m Höhe

 

 

 

 

Abbildung 1.2: Durchschnittliche Temperaturwerte T (schwarze Kreise) auf Flughöhe, die aus MOZAIC-Daten (1995 − 1999) abgeleitet sind. Verwendet werden die Daten aus eisübersättigten Gebieten in den Tropen (0 − 30◦N) und der nördlichen extratropischen oberen Troposphäre und unteren Stratosphäre. Die Zahlen 1, 2, 3, 4 kennzeichnen die verschiedenen Flughöhen (190 − 209 hPa, 210 − 230 hPa, 231 − 245 hPa beziehungsweise 246 − 270 hPa). ” avg“ zeigt das Temperaturmittel über alle Werte. Die Temperaturen sind annähernd normal verteilt und die Balken geben die Standardabweichung an. Der Bereich zwischen den beiden gepunkteten Linien gibt die Schwellwerttemperatur in einer eisgesättigten Atmosphäre an, wenn der Druck zwischen 190 − 270 hPa liegt und der Vortriebwirkungsgrad als 0.3 angenommen wird. Die Abbildung ist aus Kärcher et al. (2008) übernommen.

 

 

In dieser Arbeit soll der Übergang von Kondensstreifen in Zirren in einer ansonsten wolkenfreien Umgebung untersucht werden. Die atmosphärischen Parameter relative Feuchte und Temperatur sind so zu wählen, daß die Bildung und Persistenz von Kondensstreifen möglich ist und Zirrenfreiheit plausibel ist. Ein sinnvoller Feuchtebereich ist RHi = 100−140%. Die Temperatur wird von 209 K bis 222 K variiert. Der Flugverkehr in der nordhemisphärischen Troposphäre findet im Mittel bei 218 K statt (siehe Abbildung 1.2). Je nach Flughöhe sind Temperaturen zwischen 208 K (38.000 ft - 11.500 Meter) und 226 K (36.000 ft - 11.000 Meter) am wahrscheinlichsten. Die obere Grenze des untersuchten Bereichs liegt bei 222 K, da dann in einer eisgesättigten Atmosphäre das Schmidt-Appleman-Kriterium noch für alle sinnvollen Werte des Luftdrucks p und des Vortriebswirkungsgrads η erfüllt ist (siehe Abbildung 1.1). In Einzelfällen werden in dieser Arbeit Kondensstreifen auch bei höheren Temperaturen (T = 227 K) studiert, dies erfordert aber Umgebungsfeuchten RHi ? 130% und/oder ein niedriges Flugniveau. Die relative Feuchte, die Temperatur und weitere Parameter wie Scherung, Stabilität, atmosphärische Turbulenz, Strahlung und Flugzeugtyp beeinflussen die Entwicklung eines Kondensstreifens. Die in dieser Arbeit durchgeführten numerischen Studien sollen helfen, den Einfluss aller oben genannten Parameter auf die Entwicklung der mikrophysikalischen, geometrischen und optischen Eigenschaften der Kondensstreifen zu klären. Aus Eiskristallkonzentration und Eiswassergehalt können der Effektivradius und die Extinktion abgeleitet werden. Ebenso können integrale Größen wie die gesamte Eismasse oder Eiskristallanzahl pro Flugmeter und die optische Dicke berechnet werden. Die Untersuchung der Querschnittsfläche und der Breite einzelner Kondensstreifen kann helfen, in weiterführenden Studien den globalen Bedeckungsgrad abzuleiten. In die Abschätzung des Strahlungsantriebs aller Kondensstreifen fließen sowohl geometrische Größen als auch optische Eigenschaften ein. Mit den Simulationen soll weiterhin die Frage geklärt werden, wie sich ein Kondensstreifen auflöst. Mögliche Prozesse sind Sedimentation, Verdünnung oder Subsidenz. Durch Sedimentation fallen Eiskristalle aus dem Kondensstreifen und trocknen diese Region aus. Die Verdünnung der Teilchenkonzentration selbst bewirkt noch keinen Kristallverlust, sondern nur die visuelle“ Aufösung des Kondensstreifen. Je niedriger die Übersättigung ist, umso schneller werden die Kondensstreifen unsichtbar. Die relative Häufigkeit von Übersättigung in wolkenfreien Gebieten nimmt exponentiell mit der Übersättigung ab (Spichtinger et al., 2002). Am häufigsten sind geringe Übersättigungen präsent. Daher ist die Frage zu klären, ob möglicherweise eine Vielzahl von Kondensstreifen unsichtbar ist und wie lange diese unsichtbar fortbestehen. Subsidenz als weiterer Auflösungsmechanismus wird nicht näher untersucht, da sich der Kondensstreifen zwangsläufig auflöst, sofern durch das Absinken der ganzen Luftmasse die relative Feuchte unter 100% fällt. In dieser Studie wird die Hintergrundfeuchte statisch angenommen. Sie ändert sich also zeitlich nicht durch synoptische Hebungsprozesse oder durch Schwerewellen. Im Kapitel 2 wird erklärt, welcher methodische Ansatz entwickelt wurde und welche numerischen Werkzeuge eingesetzt werden, um Kondensstreifen über mehrere Stunden zu verfolgen und eine Vielzahl von Parameterstudien durchfuhren zu können. In Kapitel 3 werden die Ergebnisse aus den Wirbelphasensimulationen und in Kapitel 4 die Ergebnisse aus den Dispersionsphasensimulationen vorgestellt. Die beiden Kapitel beinhalten jeweils eine Zusammenfassung. In Kapitel 5 folgt der Vergleich der Ergebnisse mit bisherigen Modellrechnungen sowie mit Messdaten. Kapitel 6 beschließt die Arbeit mit einer Zusammenfassung und einem Ausblick.

 

 

 

 

 

Kapitel 2 - Methode und numerische Werkzeuge

 

 

2.1 Methode

 

In dieser Arbeit wird der Übergang von Kondensstreifen in Zirren mit Hilfe von numerischen Mitteln modelliert. Dazu wird ein bestehender Programmcode so weiterentwickelt, daß damit die zeitliche Entwicklung von Kondensstreifen während der Wirbelphase und der Dispersionsphase getrennt studiert werden kann. Die eigentliche Umwandlung in einen Zirrus findet in der Dispersionsphase statt. Da sich die mikrophysikalischen Eigenschaften des Kondensstreifens während der Wirbelphase sehr unterschiedlich entwickeln, hat diese einen großen Einfluss auf die spätere Entwicklung während der Dispersionsphase. Man verbessert die Simulationen der Dispersionsphase systematisch, wenn nicht wie in bisherigen Arbeiten mit idealisierten Anfangsbedingungen gestartet wird, sondern die Ergebnisse der Wirbelphasensimulationen verwendet werden. Da in der Wirbelphase und in der Dispersionsphase unterschiedliche physikalische Prozesse aufgelöst werden müssen und unterschiedliche Skalen involviert sind, ist es am besten, zwei eigenständige Modelle zu entwickeln und die beiden Phasen separat zu behandeln. Die beiden Modelle basieren auf den gleichen Grundmodulen und werden jeweils noch spezifisch angepasst, um den jeweiligen Erfordernissen gerecht zu werden. Ein schematischer Überblick über die verwendeten Module in den beiden Modellen ist in Abbildung 2.1 dargestellt. Sämtliche Simulationen werden in zwei Dimensionen durchgeführt. Aufgrund des geringeren Rechenzeitaufwands im Vergleich zu 3D-Modellen ist es möglich, eine Vielzahl von Läufen auszuführen. Damit kann ein großer Satz an möglichen Einflussfaktoren untersucht werden. Zuerst werden die Teile, die in beiden Modellen gleich sind, vorgestellt und anschließend wird auf die Besonderheiten des jeweiligen Modells eingegangen. Beide Modelle basieren auf dem anelastischen Modell EULAG (Smolarkiewicz und Margolin, 1997, 1998), das die Impulsgleichungen und die thermodynamische Gleichung löst. Daran gekoppelt ist ein 2-Momenten-Mikrophysikmodul (Spichtinger

 

 

Abbildung 2.1: Schematischer Überblick über die Module des Wirbelphasen- und des Dispersionsphasenmodells. und Gierens, 2008), das prognostische Gleichungen für die Eiskristallanzahl und - masse löst. Dieses Bulk-Schema verwendet lognormalverteilte Eiskristallgrößen und hat nicht die bekannten Schwächen eines Bulk-Modells mit monodisperser Verteilung (Lewellen und Lewellen, 2001; Huebsch und Lewellen, 2006). Auf EULAG und das Mikrophysikmodul wird näher in den Unterkapiteln 2.2 und 2.3 eingegangen.

 

 

Wirbelphase

 

Für das Wirbelphasenmodell wurde in dieser Arbeit das sogenannte ” Zirkulationsmodul“ (nicht zu verwechseln mit einem globalen Zirkulationsmodell) entwickelt, das einen realistischen Wirbelzerfall sicherstellt. Dies ist wichtig, da während des Wirbelabsinkens viele Eiskristalle verdampfen und das Ausmaß des Kristallverlusts entscheidend davon abhängt, wie schnell und wie weit die Wirbel absinken. Ohne dieses Modul zerfallen die Wirbel in einem 2D-Modell zu langsam, da die Crow-Instabilität nicht auftreten kann. Die Crow-Instabilität, der physikalische Hauptmechanismus beim Wirbelzerfall, ist ein dreidimensionales Phänomen, bei dem die Wirbelstränge entlang der Flugrichtung schwingen. Da das 2D-Modell nur eine Querschnittsfläche senkrecht zur Flugrichtung betrachtet, kann diese Schwingung nicht auftreten. In das Zirkulationsmodul fließen die Ergebnisse von Arbeiten (Holzäpfel, 2003; Holzäpfel und Robins, 2004; Holzäpfel, 2006) ein, die den Wirbelzerfall mit dreidimensionalen Modellen untersucht haben. Diese Studien zeigen, daß der Wirbelzerfall von meteorologischen Parametern wie der Schichtung und der atmosphärischen Turbulenz sowie von Flugzeugparametern abhängt. Das Zirkulationsmodul passt in dem 2D-Modell die Entwicklung der Wirbel diesen 3D-Ergebnissen an. Diese Parametrisierung eines Wirbelzerfalls kann zwar nicht dafür sorgen, daß alle dynamischen Einzelheiten der Wirbelentwicklung im 2D-Modell richtig sind (die Variabilität in Flugrichtung kann per se nicht simuliert werden). Jedoch sind die wesentlichen Aspekte der Wirbelentwicklung, die für die mikrophysikalische Entwicklung des Kondensstreifens wichtig sind, im 2D-Modell richtig. Darunter fallen die Absinkgeschwindigkeit, die Lebenszeit und die Absinktiefe der Wirbel. Die Einmischung von Umgebungsluft in das Wirbelsystem stimmt auch gut mit 3-dimensionalen Vergleichsrechnungen (Gerz et al., 1998) überein. Einzelheiten zum Zirkulationsmodul sind im Unterkapitel 2.4 zu finden. Die Methode erlaubt es, eine Vielzahl von Parametern, die die Entwicklung des Kondensstreifens beeinflussen, zu untersuchen. Zum einen Parameter wie die Temperatur und die relative Feuchte, die einen direkten Einfluss auf die Sublimation der Eiskristalle im primären Nachlauf haben. Zum anderen von Parametern, die keinen direkten Einfluss auf die mikrophysikalischen Prozesse haben, aber aufgrund der geänderten Wirbelzerfallseigenschaften die Dauer und das Ausmaß der relativen Feuchteänderung im primären Nachlauf beeinflußen und so die Anzahl der überlebenden Eiskristalle am Ende der Wirbelphase verändern. In der Realität spielt die durch die Crow-Instabilität hervorgerufene Variabilität entlang der Flugrichtung eine Rolle und kann so das Erscheinungsbild des Kondensstreifens am Ende der Wirbelphase prägen. Jedoch sind diese dreidimensionalen Strukturen nicht entscheidend, wenn man am Kondensstreifen-Zirren-Übergang interessiert ist. ¨ In Abbildung 2.2 oben ist ein Kondensstreifen“ abgebildet, der nur noch aus Eiskristallen besteht, die in den Wirbelringen enthalten sind. In diesem Fall ist die Atmosphäre nur schwach übersättigt und die meisten Eiskristalle sind zu diesem Zeitpunkt schon verdampft. Diese Art von Kondensstreifen, die eine hohe Variabilität in Flugrichtung zeigen, lösen sich innerhalb weniger Minuten auf und haben keine Klimarelevanz. In Abbildung 2.2 unten ist ein Kondensstreifen gegen Ende der Wirbelphase abgebildet, der sich aufgrund der höheren Ubersättigung der Umgebung in einen Zirrus umwandeln kann. Auch hier sind dreidimensionale Strukturen zu erkennen. Diese sind aber nicht so ausgeprägt wie im obigen Fall. In der Realität kann man beobachten, daß diese anfänglichen Unregelmäßigkeiten während des Ausbreitens durch Effekte wie Turbulenz, Sedimentation oder Inhomogenitäten in den Windfeldern ausgeglichen werden. Somit ist es gerechtfertigt, daß die Wirbelphasensimulationen in zwei Dimensionen gerechnet werden, da erstens das Modell benutzt wird, um die vertikale Verteilung und den Bruchteil überlebender Eiskristalle (gemittelt über die Flugrichtung) zu berechnen und zweitens ein Hauptverwendungszweck die Initialisierung des Dispersionsphasenmodells ist.

 

 

Abbildung 2.2: oben: Das Photo zeigt von links oben nach rechts unten einen Kondensstreifen in schwach übersättigter oder untersättigter Luft am Ende der Wirbelphase. Quelle: http://www.extrospection.com/ c Anders Jacobsen.

 

unten: Das Photo zeigt mehrere Kondensstreifen mit Mammatus-artigen Strukturen.

 

 

 

Dispersionsphase

 

Im Folgenden wird erläutert, wie EULAG und das Mikrophysikmodul fur die Dispersionsphase angepasst wird. Es wird wiederum ein zweidimensionales Simulationsgebiet verwendet. Besondere Beachtung muss der Turbulenz geschenkt werden, die dreidimensionalen Charakter hat und so in diesem Modell nur unzureichend aufgelöst ist. Dazu werden in Vorab-Simulationen Windfelder erstellt, die zur Initialisierung verwendet werden. Diese Windfelder zeigen eine realitätsgetreue turbulente Diffusion, die sehr gut mit der Diffusion in dreidimensionalen Modellrechnungen übereinstimmt. Jensen et al. (1998) zeigen, daß die Unterschiede zwischen 2D und 3D-Rechnungen ebenfalls gering waren. In der Nähe des primären Nachlaufs wird eine erhöhte, flugzeuginduzierte Turbulenz vorgegeben, um die Effekte der Dissipationsphase zu berücksichtigen. Zur Initialisierung des Modells werden die Ergebnisse aus den Wirbelphasensimulationen in das vergrößerte Modellgebiet eingebettet. Die Simulation der Dispersionsphase wird in mehrere aufeinanderfolgende Teilsimulationen aufgeteilt. Die Abmessungen des Simulationsgebiets und die Maschenweiten werden größer und die Ergebnisse des Vorgängerlaufs werden jeweils eingebettet. Desweiteren wurde die eindimensionale Strahlungsroutine nach Fu und Liou (1993); Fu (1996); Fu et al. (1998) eingebaut, welche in Abschnitt 2.5 genauer vorgestellt wird. Abschließend wird in Abschnitt 2.6 die Berechnung des Effektivradius vorgestellt. Dieser wird sowohl bei der Berechnung der optischen Dicke im solaren Spektrum verwendet als auch an das Strahlungsmodul übergeben. Zuletzt sei erwähnt, daß alle Module parallelisiert sind und das Simulationsgebiet je nach Größe in 32 − 96 Teilgebiete entlang der horizontalen Achse unterteilt wird. 

 

 

 

 

Kapitel 3  

 

Wirbelphase

 

 

Frühere Studien (Sussmann und Gierens, 1999; Lewellen und Lewellen, 2001) zeigen, daß während des Wirbelabsinkens ein merklicher Kristallverlust im primären Nachlauf stattfindet. Ein Hauptaugenmerk wird bei der Analyse daher darauf gelegt, wie schnell die Eiskristalle verdampfen und wie viele am Ende der Wirbelphase übrigbleiben. Die Wirbelphasensimulationen sind wichtig, wenn man im Anschluß Simulationen, die den Übergang von Kondensstreifen in Zirrus beschreiben, mit realistischen Anfangsbedingungen starten will. Im ersten Abschnitt wird mit analytischen Mitteln abgeleitet, bei welchen Umgebungsbedingungen ein merklicher Kristallverlust auftritt. In den weiteren Abschnitten wird der Einfluß von mikrophysikalischen Parametern (Temperatur und relativer Feuchte) und Parametern, die den Wirbelzerfall beeinflußen, auf die Kondensstreifenentwicklung während der Wirbelphase untersucht. Abschließend wird noch die Sensitivität von weiteren Parametern wie der anfänglichen Eiskristallanzahl gezeigt. Einige Ergebnisse dieses Kapitels wurden bereits in Unterstrasser et al. (2008) veröffentlicht. Jedoch wird in der vorliegenden Arbeit der untersuchte Feuchtebereich auf 140% ausgedehnt. Ebenso werden die Ergebnisse der Sensitivitätsstudien präzisiert, da sie bei einer vergrößerten Anzahl an Feuchte- und Temperaturkombinationen durchgeführt wurden. Zusätzlich wird auf die Kondensstreifenentwicklung von kleineren Flugzeugen eingegangen. All diese Erweiterungen halfen, die im nächsten Abschnitt folgende theoretische Betrachtung zu verbessern und damit die Interpretation der numerischen Ergebnisse zu vereinfachen.

 

 

 

 

3.1 Theoretische Aspekte - Zusammenspiel von Dynamik und Mikrophysik

 

In diesem Kapitel soll der Einfluss der relativen Feuchte auf den Kristallverlust mit analytischen Mitteln untersucht werden. Die analytische Untersuchung hat gezeigt, daß es sinnvoll ist, drei Zeitskalen tcrit, tMP und tbreakup einzuführen. Anhand derer kann man abschätzen, ob im primären Nachlauf substanzieller Eiskristallverlust auftritt oder nicht. Weiterhin wird gezeigt, daß es unerläßlich ist, numerische Simulationen der Wirbelphase durchzufuhren, da analytische Mittel nicht ausreichen, um den Sublimationsprozeß zu beschreiben. Ungefähr 10% der Kristalle sind nicht Teil des Wirbelsystems (Gerz et al., 1998). Diese Teilchen verharren größtenteils auf Flughöhe und wachsen je nach Übersättigung der Umgebungsluft an. Im Folgenden werden die restlichen 90% der Eiskristalle betrachtet, die zu Beginn der Wirbelphase im Wirbelpaar gefangen sind. Deren Entwicklung hängt sowohl von meteorologischen Parametern als auch von dynamischen Eigenschaften ab. Während des Wirbelabsinkens erwärmt sich die im Wirbelverbund eingeschlossene Luft adiabatisch. Durch die Erwärmung steigt der Sättigungsdampfdruck an und die relative Feuchte nimmt ab.

 

 

(... Formeln >> Bitte im Orginal anschauen.)

https://edoc.ub.uni-muenchen.de/9464/1/Unterstrasser_Simon.pdf

 

 

Nehmen wir vorerst für die weitere Diskussion an, daß keine Eiskristalle in den Wirbeln vorhanden sind. Dann ist es leicht möglich, eine kritische Auslenkung ∆zcrit zu bestimmen, bei welcher ein ursprunglich übersättigtes Luftpaket Sättigung erreicht. Eine Ablenkung ∆z hat eine Erwärmung ∆T = Γd∆z (Γd = g/cp ≈ 9.8 K km−1 ) zur Folge unabhängig vom Temperaturgradienten der umgebenden Atmospäre. Eine mögliche latente Wärmefreisetzung von sublimierenden Eiskristallen wurde den Wert Γ d nur marginal schmälern. Ein übersättigtes Luftpaket auf Flughöhe hat die gleiche absolute Feuchte wie ein gesättigtes Luftpaket mit einer höheren Temperatur (1 + si) qs(TF H) = qs(TF H + Γd ∆zcrit). qs ist das Sättigungsmischungsverhältnis von Wasserdampf (bezüglich Eis). Eine ¨ Taylorentwicklung liefert si = qs(TF H + Γd ∆zcrit) − qs(TF H) qs(TF H) ≈ ∂ ∂T (qs(TF H)) · Γd ∆zcrit qs(TF H) Verwendet man die Beziehung ∂ ∂T ln qs ≈ 0.9 ∂ ∂T ln es zwischen Sättigungsmischungsverhältnis und Sättigungsdampfdruck es (die Konstante 0.9 beinhaltet den Effekt der adiabatischen Druckänderung auf qs), so ist die kritische Auslenkung durch ∆zcrit ≈ si Γd · 0.9 ∂ ∂T (ln es(TF H)) gegeben. Die kritische Auslenkung ∆zcrit h¨angt linear von der Übersättigung si ab. Der kritische Wert ist ∆zcrit = si · 750 m bei TF H = 205 K und si · 910 m bei TF H = 225 K. Numerisch berechnete Schwellwerte unter Berücksichtigung der Nichtlinearitäten sind ungefähr nur si 50 m kleiner.

 

 

 

 

 

Bei einer 20%-Übersättigung ist die Luft nach einer vertikalen Auslenkung von weniger als 180 m untersättigt. In der Regel sinken die Wirbel hinter einem großen Passagierflugzeug mehr als 200 m ab, so daß sich im primären Nachlauf für RHi < 120% letztendlich immer Untersättigung einstellt. Sind nun Eiskristalle vorhanden, würde deren Eismasse zu sublimieren beginnen, um die Sättigung wiederherzustellen. In der Realität bauen die Eiskristalle die Übersättigung schon während der ersten 10 − 40 s ab. Dadurch kann die anfängliche Eismasse um einen Faktor 1 − 5 (siehe Abbildung 3.1) zunehmen. Die Eiskristalle sind nun im Mittel größer. Während des weiteren Absinkens stellt sich nun eine relative Feuchte von 95 − 98% ein und die Eiskristalle verlieren an Masse, wodurch der mittlere Durchmesser schrumpft. Solange ∆z < ∆zcrit gilt, ist die primäre Eismasse weiterhin größer als zu Beginn der Wirbelphase. Bei einer gewissen Auslenkung ∆z > ∆zcrit ist das zu Beginn kondensierte Wasser wieder vollständig verdampft. Wie schnell dann die restliche Eismasse verdampft, hängt stark von der Temperatur ab. Dies hat Einfluss darauf, wie weit unterhalb von der kritischen Höhe zF H − ∆zcrit noch Eismasse und -kristalle überleben. Dies ist nur mit numerischen Mitteln zu lösen.

 

 

 

 

 

 

 

Umrechnungstabelle: Kelvin (K) – Grad Celsius (°C)

 

180 K  =  -93,15 °C    /   190 K  =  -83,15 °C   /   200 K  =  -73,15 °C   /   210 K  =  -63,15 °C   /  

220 K  =  -53,15 °C    /   230 K  =  -43,15 °C   /   240 K  =  -34,15 °C

 

 

 

 

Abbildung 3.2 zeigt den Temperatureinfluss auf den Sublimationsprozeß. Die zeitliche Entwicklung der primären Eismasse ist für TF H = {209, 222} K und si = {0%, 10%} dargestellt. Ist si = 0%, dann ist ∆zcrit = 0 m und die Luft ist sofort untersättigt. Im warmen Fall verschwindet das komplette Eis innerhalb von 100 s. Hingegen überlebt im kalten Fall mehr als 20% der Eismasse die Wirbelphase (tbreakup = 135 s). Man kann eine mikrophysikalische Zeitskala tMP definieren als den Zeitpunkt, zu welchem ein Großteil der primären Eismasse verschwunden ist, wenn si = 0% ist. Diese ist stark temperaturabhängig. Bei einer 10%-Übersättigung dauert es tcrit = 40 s bis die Wirbel unter die kritische Höhe ∆zcrit = 75 m fallen. Der kritische Zeitpunkt tcrit hängt von ∆zcrit und der Absinkgeschwindigkeit ab und gibt den Zeitpunkt an, zu dem Wirbel unter die kritische Auslenkung gefallen sind. Im Vergleich zu si = 0% sollte es also mindestens 40 s länger dauern, bis das Eis komplett verschwunden ist. Daher sollten bei TF H = 222 K die Eiskristalle ungefähr zum Zeitpunkt 100 s + 40 s komplett verschwunden sein. Dies stimmt zeitlich mit dem Ende der Wirbelphase (tbreakup = 135 s) überein. Es zeigt sich, daß 1% der Eismasse und der Eiskristalle überlebt. Im kalten Fall (TF H = 209 K) lagert sich der überschüssige Wasserdampf langsamer auf den Eiskristallen ab als bei TF H = 222 K, jedoch ist in der kalten Abgasfahne ab t > 70 s mehr Eismasse enthalten und fast 50% der Eismasse überlebt die Wirbelphase. Daran kann man erkennen, daß das Verdampfen der Eiskristalle im primären Nachlauf vom Zusammenspiel dreier verschiedener Zeitskalen geprägt ist. Diese sind tcrit (abhängig von der Feuchte und der Absinkgeschwindigkeit), tbreakup (abhängig von Flugzeugparametern, Schichtung und Turbulenz) und die mikrophysikalische Zeitskala tMP (stark temperaturabhängig). Wir haben merklichen Kristallverlust, wenn tcrit + tMP . tbreakup. Dann kann eine kleine Änderung der Parameter großen Einfluss auf die Anzahl und Masse der überlebenden Eiskristalle, insbesondere im primären Nachlauf, haben. Bei den Passagierflugzeugen des Typs Boeing B747/Airbus A340 kann man für RHi < 120% einen signifikanten Einfluss der Wirbeldynamik auf die Eismasse erwarten. Ist die Feuchte größer als 130%, sollten die Eiskristalle aufgrund der abgebauten Feuchte an Masse hinzugewonnen haben. Bei kleineren Flugzeugen ist die Lebenszeit der Wirbel geringer (tbreakup kleiner) und sie sinken langsamer ab (tcrit gr¨oßer). Daher sollte hier auch bei geringeren Feuchten die Schwächung der Kondensstreifen moderat sein. Numerische Studien von Lewellen und Lewellen (2001) und Simulationen in der vorliegenden Arbeit belegen dieses Verhalten.

 

 

 

 

3.2 Aufbau der Simulationen

 

3.2.1 Initialisierung 

 

 

Dieses Kapitel beschreibt wie die mikrophysikalischen und meteorologischen Felder zu Beginn der Wirbelphase, also nach ca. 15 − 20 s, initialisiert werden. Man kann annehmen, daß sich die Temperatur im Abgasstrahl während der Jetphase der Umgebungstemperatur angepaßt hat, so daß zu Beginn der Simulation keine Temperaturanomalität in der Nähe der Triebwerke angenommen wird (Gerz und Ehret, 1997). Die Nukleation von Eispartikeln ist ebenfalls nach weniger als einer Sekunde abgeschlossen. Daher ist im Modell keine Nukleation zugelassen und man gibt Anzahldichte und Eiswassergehalt der Eiskristalle vor. Das Simulationsgebiet ist xD = 256 m breit und zD = 500 m hoch. Die Maschenweite ist in beiden Richtungen ∆x = ∆z = 1 m. Der Zeitschritt ist ∆t = 0.02 s und die Simulationsdauer ist t = 160 s. Ein Flugzeug vom Typ Boeing B747/Airbus A340 (vergleichbare Geometrie) mit Flügelspannweite bspan = 60 m befindet sich auf der Höhe zF H = 400 m (Reiseflughöhe). Die tatsächliche Reiseflughöhe wird durch Vorgabe einer Temperatur auf Reiseflughöhe festgelegt (siehe unten). Der Flugzeugrumpf ist in der Mitte des Simulationsgebiets xH = xD/2. Das Gewicht des Flugzeugs beträgt M = 310000 kg und die Reisegeschwindigkeit ist U = 250 m/s. Man nimmt an, daß sich die einzelnen Wirbelfäden entlang der Flügel zu zwei Wirbeln aufgerollt haben und die Tangentialgeschwindigkeit vθ eines Wirbels durch ein Hallock-Burnham-Profil vorgegeben werden kann: 

 

 

Die Variable r gibt den Abstand vom Wirbelzentrum an. Der kritische Radius rc ist 4 m und die anfängliche Zirkulation Γ0 ist 650 m2/s. Dies folgt aus der Beziehung gM = ρLuf tΓ0b0U (3.1) und einer Luftdichte von ρLuf t ≈ 0.4 kg/m3 . Der Abstand der Wirbelzentren in horizontaler Richtung ist b0 = π 4 bspan = 47 m. Die Gravitationskonstante g ist 9.81 m/s 2 . Die Höchstgeschwindigkeiten vom Horizontal- und Vertikalwind sind 13 m/s bzw. 15 m/s (siehe Abbildung 3.3). Wir nehmen an, daß die relative Feuchte durch den Ausstoß von Wasserdampf aus den Triebwerken nicht verändert wird und das emittierte Wasser die anfängliche Eismasse der Eiskristalle bildet. Bei einem Kerosinverbrauch von mf = 3 kg/s und einem Wasser-Emissionsindex von EIH2O = 1.25 kg/kg haben die Eiskristalle eine Masse pro Flugmeter von I0 = 1.46 · 10−2 kg/m. Die Eiskristalle sind homogen in zwei Kreisen mit Radius rp = 20 m um die Wirbelzentren verteilt (siehe Abbildung 3.3). Die Anzahl der Eiskristalle pro Flugmeter ist N0 = 3.4 · 1012 m−1 =: N Standard 0 . In Abschnitt 3.3.3 wird der Parameter N0 einem Sensitivitätstest unterzogen und die Herleitung von N Standard 0 nachgereicht. Die Masse und der Durchmesser eines Teilchens sind dann mEK = 4.4 · 10−15 kg bzw. lEK = 2.3 µm. Die Eiskristallanzahldichte ist N = 1.35 · 103 cm−3 , der Eiswassergehalt IW C = 5.97 mg m−3 . Man nimmt in allen Fällen Wolkenfreiheit an. Anfänglich sind keine weiteren Eiskristalle im Gebiet vorhanden und Nukleation von neuen Teilchen ist während der Simulation ebenso nicht zugelassen. Die relative Feuchte bezüglich Eis RHi ist uniform im Gebiet. Die Simulationen werden mit relativen Feuchten von 100% bis 140% durchgeführt, der vorgegebene Wert wird mit RH∗ i bezeichnet. Die Stärke der Hintergrundturbulenz ist gegeben durch die Eddy-Dissipationsrate ǫ = 3.5 · 10−5m2 /s 3 . Gemäß der Turbulenzklassifikation von Sharman et al. (2006) stellt dies eine Atmosphäre mit leichter Turbulenz dar. Aus der Eddy-Dissipationsrate kann mittels ǫ = 1 8 q 3 Λ die mittlere quadratische Geschwindigkeitsabweichung q = (u ′2 ) 1/2 abgeleitet werden. Für die Längenskala Λ wählt man 100 m (Holzäpfel, 2006). Die Simulationen der Wirbelphase werden ohne vertikale Windscherung gerechnet. Erstens ist der Effekt auf die geometrischen Eigenschaften des Kondensstreifens auf einer Zeitskala von 100 s vernachlässigbar, unter anderem auch, weil der Kondensstreifen erst am Ende der Wirbelphase seine volle Höhe erreicht. Zweitens ist der Einfluss der Scherung auf den Wirbelzerfall nicht bekannt bzw. in der Arbeit von Holzäpfel nicht parametrisiert und kann daher nicht im Zirkulationsmodul berücksichtigt werden. Die Atmosphäre ist stabil geschichtet mit der Brunt–V¨ais¨al¨a–Frequenz NBV = 10−2 s −1 . Die potentielle Temperatur nimmt mit ca. 3.2 K km−1 zu. Die Flughöhe wird durch Angabe der Temperatur auf Flughöhe TF H charakterisiert. Diese variiert von TF H = 209 K bis 222 K. Der Druck am unteren Gebietsrand ist bei allen Simulationen p0 = 250 hPa. Die Änderung der tatsächlichen Flughöhe wird daher nur durch eine Änderung der Temperatur TF H bewerkstelligt, nicht aber durch eine Druckänderung. Eine mögliche Anpassung des Drucks ändert die Ergebnisse nicht, wie später noch gezeigt wird. Abschließend ist in Tabelle 3.2 der Parameterraum der Standardsimulationen aufgelistet. Durch die freie Kombination der beiden Parameter ergibt sich ein Satz von 28 Standardsimulationen der Wirbelphase. Die Ergebnisse der Parameterstudie werden im Unterkapitel 3.3 besprochen. Davor wird im nun folgenden Abschnitt exemplarisch eine Simulation vorgestellt.

 

 

 

 

 

3.2.2 Beispielsimulation

 

In diesem Abschnitt wird exemplarisch eine Simulation bei den Umgebungsbedingungen TF H = 217 K und RH∗ i = 110% vorgestellt. In Abbildung 3.4 sind die Eiskristallanzahldichte, der Eiswassergehalt und die relative Feuchte dargestellt. Die Felder sind zu den Zeitpunkten t = 40 s, 80 s und 120 s abgebildet. Das reale Alter des Kondensstreifens ist in etwa 20 s höher, da die Zeitdauer der Jetphase addiert werden muss. Die vertikale Auslenkung des Kondensstreifens um mehr als 200 m von der ursprünglichen Flughöhe zF H = 400 m ist in allen drei abgebildeten Größen ersichtlich. Während des Absinkens nimmt die Anzahlkonzentration und der Eiswassergehalt im primären Nachlauf aufgrund von Verdünnung und Kristallverdampfen ab. Zum einen vergrößert sich die Fläche des primären Nachlaufs ungefähr um einen Faktor 2 (vergleiche mit der Fläche der schwarzen Kreise). Zudem fließt ein Teil der Eiskristalle ab und bildet den sekundären Nachlauf. Zum anderen tritt aufgrund der adiabatischen Erwärmung Untersättigung und folglich Sublimation im primären Nachlauf auf, was zu hohem Kristallverlust führen kann. Während der erste Prozess unabhängig von mikrophysikalischen Parametern wie Temperatur und Feuchte abläuft, hängt der Kristallverlust sensitiv von diesen ab. Die Anzahldichte nimmt im primären Nachlauf von anfänglich 1.35 · 103 cm−3 auf ungefähr 1 · 102 cm−3 ab. Bei den gewählten Umgebungsbedingungen ist die Anzahldichte am Ende der Wirbelphase im primären und sekundären Nachlauf etwa gleich hoch. Da die Teilchen im sekundären Nachlauf keiner kontinuierlichen Untersättigung ausgesetzt sind, ist der Eiswassergehalt dort höher und die Teilchen sind dementsprechend größer. Bei den gewählten Umgebungsbedingungen bleiben am Ende der Wirbelphase ungefähr 22% bzw. 48% der ursprünglichen Eiskristallanzahl/masse übrig. Die relative Feuchte erreicht innerhalb des Kondensstreifens aufgrund der großen Oberfläche der Teilchen rasch Sättigung (t < 40 s). Im primären Nachlauf steigt der Sättigungsdampfdruck aufgrund der adiabatischen Erwärmung an und Untersättigung tritt auf. Je weiter der Wirbel abgesunken ist, umso höher ist die Untersättigung, da die Sublimation der Eiskristalle das Wasserdampfdefizit nur teilweise kompensiert oder gegen Ende der Wirbelphase gar keine Eiskristalle mehr im primären Nachlauf enthalten sind, um die Untersättigung auszugleichen. In Teilen des Simulationsgebiets seitlich des absinkenden Wirbelpaares nimmt die relative Feuchte zu, da dort das Wirbelabsinken ausgleichende Aufwinde auftreten. Die geringe Zunahme um höchstens 5% fuhrt nur bei sehr hohen Umgebungsfeuchten ¨ RH∗ i zu einer zusätzlichen Nukleation in diesem Bereich (siehe auch Gierens und Str¨om, 1998; Lewellen und Lewellen, 2001).

 

 

 

3.3 Ergebnisse der Simulationen

 

In diesem Kapitel werden die Ergebnisse der Wirbelphasensimulationen diskutiert. Zuerst wird der Einfluss der relativen Feuchte und Temperatur auf die Eismasse und Eiskristallanzahl diskutiert. Danach werden Größen wie Hintergrundturbulenz, Schichtung und Flugzeuggewicht variiert, die die Lebenszeit der Wirbel beeinflussen. Anschließend werden noch weitere Sensitivitäten, wie anfängliche Eiskristallanzahl, überprüft. Ein Überblick  über alle vorgestellten Wirbelphasensimulationen wird auf  Seite 154 (gelbes Blatt) gegeben. Zuerst werden einige Größen definiert. Die normierte Eismasse ist definiert als Eismasse (pro Flugmeter) relativ zur anfänglichen Eismasse (pro Flugmeter).

 

Itot(t) = Z Z IW C(x, z, t) dx dz/I0

 

 

Die normierte Eiskristallanzahl Ntot ist analog definiert. Um Aussagen über das Eis im primären Nachlauf treffen zu können, beschränkt man das obige Integral auf zwei r = 50 m-Kreise um die Wirbelzentren. Iprim(t) =   Z Z rlinks oder rrechts<50m IW C(x, z, t) dx dz   /I0 Die normierte Anzahl der Eiskristalle im primären Nachlauf Nprim wird wiederum analog berechnet. Der sekundäre Nachlauf besteht aus Eiskristallen, die sich zu Beginn der Wirbelphase nicht in den Wirbeln befinden oder die sich während des Absinkens aus dem Wirbelverbund lösen können. Da die Luft im Wirbel potentiell wärmer ist, steigen diese Eiskristalle auf und bilden einen Vorhang zwischen der aktuellen Wirbelhöhe und der Ausgangshöhe. Die Eismasse im sekundären Nachlauf erhält man, indem man die primäre Eismasse Iprim von der gesamten Eismasse Itot abzieht. Analog ist die sekundäre Eiskristallanzahl Nsek = Ntot − Nprim. Wertet man diese Größen am Ende der Wirbelphase aus, so stellt dies den Bruchteil der überlebenden Eiskristalle beziehungsweise Eismasse dar. Im Abschnitt 2.6 wurde die Berechnung des Effektivradius von allen Teilchen in einer Gitterbox erklärt. Die Bestimmung eines mittleren Effektivradius über das ganze Simulationsgebiet ist jedoch nicht leicht berechenbar, da dieser nicht durch das Mittel der Effektivradien in den einzelnen Gitterboxen angegeben werden kann. In der Wirbelphase sind die Teilchen so klein, daß ihr Aspektverhältnis nahezu eins ist. Daher ist es völlig ausreichend, den mittleren Durchmesser von massenäquivalenten kugelförmigen Teilchen zu bestimmen. Aus der mittleren Masse m aller Teilchen im Kondensstreifen m = R R IWC dx dz R R N dx dz kann der mittlere Durchmesser D (von massenaquivalenten kugelförmigen Teilchen) mit folgender Formel berechnet werden: D = 6m πρEis1 3 

 

 

 

 

3.3.1 Einfluß der mikrophysikalischen Parameter

 

 

Einfluß der Umgebungsfeuchte

 

Die obere Reihe in Abbildung 3.5 zeigt die normierte Anzahl an überlebenden Eiskristallen in Abhängigkeit von der relativen Feuchte für verschiedene Temperaturen (209 K (rot), 212 K (grün), 217 K (dunkelblau) und 222 K (braun)). Da keine neuen Eiskristalle gebildet werden, sind die Werte immer kleiner als 1. Nicht überraschend ist die Tatsache, daß bei feuchterer Umgebung mehr Eiskristalle überleben. Die Abhängigkeit von der relativen Feuchte ist umso ausgeprägter, je höher die Temperatur ist. Bei tiefen Temperaturen läuft das Sublimieren der Kristalle langsamer ab. Bei T = 209K verschwinden bei Eissättigung (RH∗ i = 100%) nur geringfügig mehr Eiskristalle (Ntot = 40%) als bei RH∗ i = 120%/140% (Ntot = 60%/70%). Ist es wärmer (T = 222 K), sind die Unterschiede viel größer. Es überleben nur 0.3% im Vergleich zu 30% und 65%. Im kalten Fall ist die Mehrzahl der Eiskristalle im primären Nachlauf zu finden. Der sekundäre Nachlauf enthält in allen Simulationen nie mehr als 20% der anfänglichen Eiskristalle. Dies stimmt gut überein mit früheren Untersuchungen von Gerz et al. (1998), bei denen zwischen 10% und 30% des passiven Spurenstoffs Teil des sekundären Nachlaufs waren. Generell kann man die Eiskristalle im sekundären Nachlauf in zwei Kategorien einteilen. In den Simulationen werden ungefähr 10% aller Kristalle anfangs nicht in die Wirbel eingesogen. Weiterhin können sich Teilchen während des Absinkvorgangs aus dem Wirbelverbund lösen. Die abgelösten Luftpakete steigen auf, da sie aus dem potentiell wärmeren Wirbelverbund stammen und vermischen sich mit übersättigter Umgebungsluft. Diese Eiskristalle bilden einen Vorhang zwischen dem primären Nachlauf und der Ausgangshöhe. Alle Teilchen im sekundären Nachlauf überleben die Wirbelphase, sofern sich nicht durch andere Prozesse wie turbulente Geschwindigkeitsfluktuationen lokal Untersättigung einstellt. Bei hohen Temperaturen verdampfen sehr viele Eiskristalle in den absinkenden Wirbeln. Nur bei RH∗ i ≥ 120% überwiegen die Teilchen im primären Nachlauf. Bei schwach übersättigten Fällen (RH∗ i ≤ 105%) verdampfen sie sogar zur Gänze. In diesem Fall überleben nur Eiskristalle im sekundären Nachlauf. Wenn nun schon vor Ende der Wirbelphase der primäre Nachlauf verschwindet, ist demzufolge die Höhe des sekundären Nachlaufs geringer. Außerdem kann auch ein Teil der Kristalle auf der Ausgangshöhe durch turbulentes Verdampfen verschwinden. Turbulentes Verdampfen tritt auf, wenn die Luft durch turbulente Geschwindigkeitsfluktuationen lokal untersättigt ist. Die Behandlung dieses Phänomens im Modell ist in Abschnitt 2.3 genauer erläutert. Die mittlere Reihe von Abbildung 3.5 zeigt die normierte überlebende Eismasse (Darstellung analog zu oben, außer logarithmischer anstelle linearer y-Skala). Da alle Kurven steiler sind als ihr jeweiliges Pendant in der oberen Reihe, stellt man fest, daß die Eismasse sensitiver von RH∗ i abhängt als die Eiskristallanzahl. Mit zunehmender Feuchte überleben also nicht nur mehr Eiskristalle, sie sind im Mittel auch größer (siehe untere Reihe von Abbildung 3.5). Während der Wirbelphase erhöht sich anfänglich die Eismasse, bis der überschüssige Wasserdampf im Wirbelsystem abgebaut wurde. Die hohe Anzahldichte sorgt dafür, daß innerhalb von 10 − 30 s Sättigung im primären Nachlauf erreicht wird. Anschließend nimmt die Eismasse aufgrund der konstanten Untersättigung wieder ab. Im primären Nachlauf sind die Eiskristalle im Mittel 2 −4 µm groß und nehmen mit der Feuchte zu. Im sekundären Nachlauf sind die Eiskristalle größer (2 − 8 µm), da sie anfänglich den überschüssigen Wasserdampf der Umgebung aufnehmen und dann nur geringem Verdampfen durch turbulente Untersättigungen ausgesetzt sind. Die größten Teilchen im sekundären Nachlauf sind im oberen Teil zu finden. Nach unten nimmt die mittlere Größe der Teilchen ab. Je früher sich die Eiskristalle aus dem Wirbelverbund lösen, um so größer sind sie am Ende der Wirbelphase. Erstens, weil die Teilchen im Wirbel mit der Zeit kleiner werden und zweitens, die Teilchen mehr Zeit haben, die Übersättigung in der freien Atmosphäre abzubauen. Es soll noch erwähnt werden, daß die mittleren Durchmesser im primären Nachlauf für T = 222 K und RH∗ i ≤ 110% (braune Kurve, Mitte unten) nicht vernünftig berechenbar sind, da sehr kleine Eismassen und Eiskristallanzahlen durcheinander dividiert werden.

 

Einfluss der Umgebungstemperatur

 

Im vorigen Kapitel wurden die Simulationsergebnisse unter dem Aspekt einer relativen Feuchtenänderung betrachtet. Der Temperatureinfluss wurde ansatzweise diskutiert und wird in diesem Abschnitt näher erörtert werden. Zur Verdeutlichung sind die in Abbildung 3.5 gezeigten Simulationsergebnisse nochmals in Abbildung 3.6 dargestellt. Einziger Unterschied ist, daß auf der x-Achse nun die Temperatur aufgetragen ist und die RH∗ i -Werte durch Farben unterschieden werden. Die Zahl der überlebenden Eiskristalle nimmt mit zunehmender Temperatur ab, sowohl im primären Nachlauf durch die dynamische Untersättigung als auch im sekundären Nachlauf durch turbulente Untersättigung und durch eine kleinere Zahl an Kristallen, die sich aus dem Wirbelverbund lösen. Der Temperatureinfluss ist bei niedrigen Feuchten am stärksten ausgeprägt. In der mittleren Reihe von Abbildung 3.6 ist die überlebende Eismasse dargestellt. Im primären Nachlauf ist die Entwicklung je nach Feuchte sehr unterschiedlich. Die primäre Eismasse nimmt mit ansteigender Temperatur ab, wenn die Feuchte RH∗ i ≤ 110% ist und sie nimmt zu, wenn die Feuchte RH∗ i ≥ 120% ist. Im sekundären Nachlauf ist der Temperatureinfluss ebenfalls feuchteabhängig. Ist RH∗ i = 100%, nimmt die sekundäre Eismasse mit zunehmender Temperatur ab, da die Eiskristalle durch turbulente Untersättigungen schneller verdampfen. Ist die Atmosphäre übersättigt, nimmt die Eismasse mit der Temperatur zu, da mehr überschüssiger Wasserdampf vorhanden ist und dieser von den  Eiskristallen auch abgebaut wird. Die mittleren Durchmesser der Teilchen im sekundären Nachlauf nehmen daher zu. Der exponentielle Anstieg der Teilchendurchmesser korrespondiert zum exponentiellen Anstieg des verfugbaren Wasserdampfs bzw. des Sättigungsdampfdrucks. Im ganzen Kondensstreifen sind die Teilchen im Mittel größer, wenn die Temperatur zunimmt. 

 

 

 

 

 

Parametrisierung

 

Die Anzahl und Masse der überlebenden Eiskristalle nimmt mit steigender Feuchte monoton zu. Im Bereich von RH∗ i = [100%, 120%] kann die Abhängigkeit sehr gut durch ein Potenzgesetz beschrieben werden. Die Funktion f(RH∗ i ) gibt eine Näherung für die normierten Größen Itot und Ntot an.

 

 

Die drei Parameter y0, β, ξ werden so bestimmt, daß die Summe der Quadrate von f(RH∗ i ) − Ntot bzw. f(RH∗ i ) − Itot minimal ist. Die Ergebnisse der Standardsimulationen werden dazu bei 5 Feuchtewerten RH∗ i = {100%, 103%, 105%, 110%, 120%} ausgewertet. In Tabelle 3.3 sind die Parameter für verschiedene TF H angegeben. Bei den meisten Datenpunkten ist der absolute Fehler |f(RH∗ i ) − Ntot(RH∗ i )| und |f(RH∗ i ) − Itot(RH∗ i )| kleiner als 0.005. Die Simulationsergebnisse und die Naherungskurven sind in Abbildung 3.7 abgebildet. In Gleichung 3.2 gibt y0 den überlebenden Bruchteil (der Masse oder Kristallanzahl) an, falls die Atmosphäre gesättigt ist. In der Tabelle kann man ablesen, daß y0 stark mit zunehmender Temperatur abnimmt. Der Parameter β gibt die relative Feuchte an, bei der das gesamte Eis am Ende der Wirbelphase komplett verschwunden ist. Die Werte variieren von 90% bis 99%. Das ist konsistent mit der Tatsache, daß sich Kondensstreifen schon während der Wirbelphase auflösen, falls die Luft nur leicht untersättigt ist. Der Exponent ξ nimmt mit der Temperatur zu, was den erhöhten RH∗ i -Einfluss auf Ntot und Itot bei höherer Temperatur widerspiegelt. Es sollte betont werden, daß das Potenzgesetz nur im angegebenen Feuchtebereich gilt. Bei höheren relativen Feuchten (RH∗ i > 120%) nimmt die Sensitivität von der Feuchte wieder ab. Den Feuchtewert 120% definiere ich daher als ” unkritischen“ Feuchteschwellwert RHuncrit. Falls RHi ≥ RHuncrit ist, dann ist die Feuchte so groß und/oder die Temperatur so tief, daß der Kristallverlust während des Absinkens unkritisch ist. Die Wirbel sinken nicht unter die kritische Auslenkung ∆zcrit, welche linear von der Übersättigung abhängt (vergleiche Abschnitt 3.1 auf Seite 37). Die Eismasse der Teilchen ist am Ende der Wirbelphase größer als zu Beginn der Wirbelphase. Die Simulationen zeigen, daß trotzdem ungefähr nur 50 − 70% der anfänglichen Teilchen überleben. Grund dafür ist, daß sich der überschüssige Wasserdampf innerhalb kurzer Zeit auf den Teilchen anlagert und danach die Eismasse wieder abnimmt. Während dieses Vorgangs verdampfen die kleinsten Teilchen. Auch 3D-Modelle mit spektraler Mikrophysik (Huebsch und Lewellen, 2006) zeigen, daß bei RHi = 130% Verlust von Kristallen auftritt.

 

 

 

Die hier vorgestellte Parametrisierung ist nur für den untersuchten Flugzeugtyp gültig. Bei kleineren Flugzeugen ist der ” unkritische“ Feuchteschwellwert RHuncrit kleiner, da sich die Wirbel schneller auflösen und am Ende der Wirbelphase weniger Eiskristalle verloren gegangen sind. Das Potenzgesetz ist auf einem kleinerem Feuchteintervall gültig und der Kristallverlust ist auch bei niedrigeren Übersättigungen unkritisch. 

 

 

 

 

 

3.3.2 Einfluss der Wirbeldynamik

 

In den nächsten Abschnitten werden Parameter variiert, welche die Lebenszeit tbreakup und die maximale Auslenkung ∆zbreakup des Wirbelpaares verändern. Das sind die Hintergrundturbulenz, die Schichtung und die anfängliche Zirkulation. Diese Parameter werden an das Zirkulationsmodul übergeben und der Wirbelzerfall wird an eine geänderte Soll-Kurve ΓZK angepasst. Fallweise musste die Höhe des Simulationsgebiets der Standardkonfiguration vergrößert werden, um Randeffekte des weit absinkenden Wirbelpaares zu vermeiden.

 

 

 

Einfluss der Hintergrundturbulenz

 

Zuerst wird der Einfluss der Turbulenz, deren Stärke durch die Eddy-Dissipationsrate ǫ ausgedruckt wird, untersucht. Generell bewirkt eine stärkere Turbulenz einen schnelleren Zerfall der Wirbel und eine geringere Auslenkung. Die Werte fur tbreakup

 

und ∆zbreakup sind in Tabelle 3.4 angegeben. Unterschiedliche Simulationsergebnisse durch den Turbulenzeinfluß werden im Modell lediglich durch geänderte Vorgaben im Zirkulationsmodul erreicht. Testsimulationen zeigen, daß die nach Formel ǫ = 1 8 q 3 Λ vorgegebene Größe der turbulenten Geschwindigkeitsfluktuationen keinen Einfluss hat. Dazu wurden Läufe ohne turbulentes Hintergrundrauschen gestartet und diese zeigten nur minimale Unterschiede zu den entsprechenden Läufen mit Rauschen. Man kann daraus schließen, daß erstens der Turbulenzeinfluss im Modell allein durch das Zirkulationsmodul parametrisiert ist und es zweitens nicht nötig ist, Rauschen mit kohärenten Strukturen vorzugeben. In der Dispersionsphase wird mehr Wert auf die Vorgabe der turbulenten Geschwindigkeitsfelder gelegt, da die turbulente Diffusion dann ein wichtiger physikalischer Prozess ist. Die untersuchten Turbulenzniveaus decken den gesamten Bereich möglicher Ereignisse ab. Wir verwenden die Klassifikation von Sharman et al. (2006) fur Höhen ab Fluglevel 200, also oberhalb von ca. 6 km (vernachlässigbare ǫ = 3.5 · 10−6 m2/s 3 , leichte ǫ = 3.5 · 10−5 m2/s 3 , mittlere ǫ = 3.5 · 10−4 m2 /s 3 und extreme Turbulenz ǫ = 3.5 · 10−3 m2 /s 3 ). Die in Quante und Starr (2002) zusammengetragenen Beobachtungsdaten von ǫ belegen Werte zwischen 8 · 10−4 und 10−8 m2/s 3 . In der oberen Reihe von Abbildung 3.8 sind Vertikalprofile von horizontal integrierten N und IW C für verschiedene Turbulenzniveaus zu sehen. Die schwarze Kurve zeigt das Vertikalprofil der anfänglichen Eisverteilung. Mit leichter werdender Turbulenz nimmt die Anzahl der überlebenden Eiskristalle, insbesondere im primären Nachlauf, ab, da die Wirbel weiter absinken und das primäre Eis über einen längeren Zeitraum hinweg der Untersättigung ausgesetzt ist. Die Höhe des sekundären Nachlaufs und die Eisverteilung darin sind ebenfalls beeinflusst. Die Anzahl der überlebenden Eiskristalle reagiert kritisch auf eine Änderung der Turbulenz. In den gezeigten Fällen sind die relative Feuchte RH∗ i = 105% und die Temperatur T = 217 K konstant. Der Zeitpunkt tbreakup des Wirbelauflösens liegt bei diesen Umgebungsbedingungen im Bereich der kritischen Zeit tcrit + tMP , die maßgeblich von der Feuchte und Temperatur bestimmt sind. Die Wirbel lösen sich also in etwa zu einem Zeitpunkt auf, wo innerhalb kurzer Zeit viele Eiskristalle verdampfen. Bei tieferen Temperaturen (die mikrophysikalische Zeitskala tMP ist größer) und/oder höheren Feuchten (tcrit ist größer) ist der Kristallverlust weniger kritisch von der Turbulenz abhängig (siehe Tabelle 3.4 und Abbildung 3.9 links), da die Lebenszeit der Wirbel tbreakup unter dem kritischen Zeitpunkt tcrit + tMP liegt. Zusammenfassend kann man festhalten, daß die Hintergrundturbulenz die Anzahl der überlebenden Eiskristalle verändern kann. Der Einfluss der Turbulenz ist am größten, wenn die Übersättigungen gering sind und die Temperatur hoch ist.

 

 

 

 

 

 

Einfluss der Stabilität

 

Die nächste Simulationsreihe zeigt den Einfluss der Schichtung. Wiederum ist RH∗ i = 105% und die Temperatur T = 217 K. Die Eddy-Dissipationsrate hat nun wieder den Standardwert ǫ = 3.5 · 10−5 m2/s 3 . Läufe mit unterschiedlichen Schichtungen (neutrale Atmosphäre, Standardatmosphäre, sehr stabile Atmosphäre) werden verglichen (die Brunt–Vaisala–Frequenzen NBV sind in Tabelle 3.5 angegeben). Die Wirbel zerfallen in einer stabilen Atmosphäre schneller, was das Überleben der Eis- kristalle begünstigt. Mit zunehmender Stabilität nimmt die Höhe des Kondensstreifen ab, weil sich erstens die Wirbel früher auflösen und zweitens die thermische Rückstellkraft ( ∼ ∆θ) größer ist, was die Absinkgeschwindigkeit reduziert. In der mittleren Reihe von Abbildung 3.8 sind Vertikalprofile von horizontal integrierten N und IW C für verschiedene NBV zu sehen. Die schwarze Kurve zeigt, wie vorhin, das Vertikalprofil der anfänglichen Eisverteilung. Im stabilen Fall (blaue Kurve) ist die verkürzte vertikale Auslenkung des primären Nachlaufs offensichtlich (∆zbreakup, siehe Tabelle 3.5). Luftpakete, die sich aus dem absinkenden Wirbel lösen,erfahren einen starken Auftrieb (Vertikalwinde bis zu 4 m/s) und steigen teils über die Ausgangshöhe hinaus auf. Die erhöhte Eiskristallkonzentration im sekundären Nachlauf legt außerdem nahe, daß mehr Luftpakete aus dem Wirbelverbund ausgelöst werden. Ist die Atmosphäre hingegen neutral geschichtet, sinken die Wirbel 300 m ab und in den Wirbeln bleibt kein Eis übrig. Die Eiskristallanzahl im sekundären Nachlauf nimmt ungefähr in exponentieller Weise mit dem Abstand von der Ausgangshöhe ab. Das lokale Maximum bei z = 150 m ist auf erhöhtes Detrainment aus den sich abschwächenden Wirbeln zurückzuführen, die Wirbel befinden sich letztendlich bei z = 150 m. Die Gesamtanzahl der überlebenden Eiskristalle variiert von 1.3% (neutral) bis 33% (sehr stabil). Bei den gewählten Umgebungsbedingungen reagieren die Ergebnisse, wie schon im Vorgängerabschnitt erläutert, sensitiver auf eine Änderung der Wirbellebenszeit als bei feuchteren und/oder kälteren Umgebungsbedingungen. Die Anzahl überlebender Eiskristalle in Fällen mit tieferer Temperatur und höherer Feuchte ist in Tabelle 3.5 und Abbildung 3.9 rechts zu sehen. Erwartungsgemäß ist die Sensitivität der Ergebnisse wiederum kleiner. Der Einfluss der Schichtung liegt in der gleichen Größenordnung wie der Einfluss der Hintergrundturbulenz.

 

 

 

 

 

 

 

Einfluss der anfänglichen Zirkulation

 

Die anfängliche Zirkulation der Wirbel, Γ0, ist proportional zum Flugzeuggewicht (siehe Formel 3.1). Das Leergewicht einer Boeing B747-400ER ist M = 180 t, das Maximalgewicht M = 412 t. Die in Tabelle 3.6 angegebenen Werte für die Zirkulation Γ0 und die Masse M sollten typische Werte für den Reiseflugbereich darstellen. Die Masse M wird hier allerdings nicht über das ganze Intervall [180 t , 420 t] variiert. Das Flugzeug verbraucht ungefähr 3 kg Treibstoff pro Sekunde, das entspricht einem Gewichtsverlust von ca. 10 t pro Stunde. Während eines Fluges nimmt die Masse und dementsprechend Γ0 ab. Dies verlängert die Lebenszeit tbreakup des Wirbelpaares, da die Interaktion zwischen den beiden Wirbeln bei gleichbleibendem Separationsabstand b0 geringer ist. Eine Minderung von Γ0 hat zur Folge, daß die Phase des schnellen Zerfalls später einsetzt und die Absinkgeschwindigkeiten kleiner sind. Der dominante Einfluss der Absinkgeschwindigkeit auf die maximale Wirbelauslenkung ∆zbreakup = R tbreakup 0 w dt wird teilweise durch den geänderten Zeitpunkt tbreakup des Wirbelauflösens kompensiert. Anfänglich schnell absinkende Wirbel lösen sich, wie bereits festgestellt, schneller auf. In der untersten Reihe von Abbildung 3.8 sind wiederum Vertikalprofile von horizontal integrierten N und IW C zu sehen, nun für verschiedene Γ 0. Wiederum ist RH∗ i = 105% und die Temperatur T = 217 K. Zwischen 5.6% (hohe Anfangszirkulation, viel Treibstoff geladen) und 13% (niedrige Anfangszirkulation, wenig Treibstoff geladen) der Eiskristalle überleben. Die Variation von Γ 0 hat einen geringeren Einfluss auf die Anzahl der überlebenden Eiskristalle Ntot als die Änderungen von Schichtung und Turbulenz in den vorherigen Abschnitten. Ein Grund dafür ist die geringe Streuung von ∆zbreakup im Vergleich zu den vorhergehenden Kapiteln. Da der Einfluss bei höheren Feuchten und niedrigeren Feuchten erwartungsgemäß wieder kleiner ist, kann man zusammenfassend den Einfluss der Zirkulation als zweitrangig ansehen. Die typischen Änderungen in der Masse M und auch Fluggeschwindigkeit U, die bei Reiseflugbedingungen annähernd konstant ist, sind von untergeordneter Bedeutung für die Kondensstreifenentwicklung.  

 

 

 

 

 

3.3.3 Weitere Sensitivitäten

 

 

Eiskristallanzahl und -verteilung

 

In den bisher vorgestellten Simulationen wurde die anfängliche Eiskristallanzahl nicht verändert, obwohl der Unsicherheitsbereich ungefähr eine Größenordnung beträgt. Die Nukleation der Eispartikel während der Jetphase hängt u.a. von der Rußemission des Triebwerks, dem Schwefelgehalt des Treibstoffs und der Umgebungstemperatur ab (Schumann et al., 2002; Kärcher et al., 1998; Schumann et al., 1996). Kärcher et al. (1998) gibt temperaturabhängige Eiskristallanzahldichten in einer 3 s alten Abgasfahne an (zu diesem Zeitpunkt ist die Nukleation bereits abgeschlossen). Ungefähre Werte bei einem mittleren Schwefelgehalt sind in Tabelle 3.7 gegeben. Je näher die Temperatur am Schmidt–Appleman–Schwellwert (hier TSA = 222.9 K) liegt, umso weniger Eiskristalle entstehen. Generell nimmt die Zahl der entstandenen Eiskristalle im Bereich bis zu 2 K unterhalb von TSA stark mit der Temperatur ab. Im Temperaturbereich T < TSA − 2 K hat man nur noch eine leichte Zunahme der Anzahldichte mit sinkender Temperatur. Erhöht sich der Schmidt–Appleman– Schwellwert (niedrigeres Druckniveau, höhere Feuchte, höherer Vortriebwirkungsgrad η), muß auch der in der Tabelle angegebene Temperaturbereich entsprechend verschoben werden. Der bisherige Wert N0 = N Standard 0 wurde aus folgender Berechnung gewonnen. Die Querschnittsfläche der Abgasfahne eines Triebwerks nach 3 s ist ca. π (2.6 m)2 groß (aus Abbildung 4 in Kärcher und Fabian, 1994). Verwendet man als mittlere Anzahldichte den 217 K-Wert aus der Tabelle ergibt sich N Standard 0 = 2·r3s 2π·N = 3.4·1012 m−1 . Dieser Wert liegt im Rahmen der Werte, die in bisherigen Kondensstreifensimulationen verwendet wurden (N0 = 5.6 · 1012 m−1 [Boeing B767], Huebsch und Lewellen (2006); N0 = 1.2· 1013 m−1 [Boeing B747] und N0 = 2.5·1012 m−1 [Boeing B737], Lewellen und Lewellen (2001); N0 = 2.65·1012 m−1 [Airbus A320], Sussmann und Gierens (2001); N0 = 1 · 1013 m−1 [B747], Sussmann und Gierens (1999)). Meist ist der Emissionsindex der Eiskristalle EEK auf 1015 kg−1 gesetzt und die unterschiedlichen Partikelanzahlen erhält man durch unterschiedliche Kerosinverbrauchsraten der unterschiedlichen Flugzeugtypen. Um der Variabilit¨at in N0 Rechnung zu tragen, wurden Simulationen mit N0 = 10 · N Standard 0 , N0 = 2 · N Standard 0 , N0 = 0.5 · N Standard 0 und N0 = 0.1 · N Standard 0 Eiskristallen im gesamten Temperaturbereich gemacht, unabhängig von dem Wissen, daß bei tieferen/höheren Temperaturen kleinere/größere N0 -Werte eigentlich unwahrscheinlicher sind. Die Abbildung 3.10 links zeigt die normierte Anzahl überlebender Eiskristalle für RH∗ i = 105% im üblichen Temperaturbereich. Die durchgezogene Linie zeigt die Standardsimulationen, die gepunkteten Linien Simulationen mit kleinerer anfänglicher Eiskristallanzahl und die gestrichelten Linien Simulationen mit größerer anfänglicher Eiskristallanzahl. Sind anfänglich weniger Eiskristalle vorhanden, dann sind am Ende der Wirbelphase relativ mehr Eiskristalle übrig. Da sich die anfängliche Eismasse nicht geändert hat, haben die im Mittel größeren Eiskristalle eine bessere Überlebenschance. Wenn anfänglich mehr Eiskristalle existieren und die mittlere Masse der Teilchen kleiner ist, dann überleben relativ weniger Eiskristalle. Die Unterschiede zum Standardfall betragen bei Verdopplung oder Halbierung meist nur ±5%. Wird die anfängliche Eiskristallanzahl um eine Größenordnung variiert, können absolut bis zu 20% mehr bzw. weniger Eiskristalle überleben. Es wäre durchaus vorstellbar, daß bei einem hohen N0 die mittlere Masse einen kritischen Wert unterschreitet und die Teilchen so schnell verdampfen, daß am Ende sogar

 

 

 

 

 

tatsächlich weniger Teilchen übrigbleiben als in einem Fall mit anfänglich kleinerer Eiskristallanzahl. Dies kann in den Simulationen nicht beobachtet werden. Zur Verdeutlichung ist in der Abbildung 3.10 rechts die tatsächliche Anzahl an überlebenden Eiskristallen dargestellt. Diese ist stärker von der ursprünglichen Eiskristallanzahl geprägt und weniger von dem unterschiedlich schnellen Verdampfen der Eiskristalle während der Wirbelphase. In allen Fällen überleben auch mehr/weniger Eiskristalle, wenn anfänglich mehr/weniger Teilchen vorhanden waren. Die Variabilität in der anfänglichen Eiskristallanzahl wird durch die Wirbelphase reduziert. Die Streuung in den überlebenden Eiskristallanzahlen ist geringer als die vorgegebene Streuung in N0. Die vertikale Verteilung der Eiskristalle (nicht gezeigt) ändert sich qualitativ ebenfalls nicht. Wie die Simulationen mit veränderter Wirbeldynamik in Kapitel 3.3.2 gezeigt haben, hängen die Ergebnisse bei niedrigen Feuchten kritischer von Änderungen in anderen Einstellungen ab als bei hohen Feuchten. Der Einfluss von N0 auf die Ergebnisse sollte daher als obere Abschätzung für diese Sensitivität dienen. Als nächstes wird die Variation N0 für Temperatur TF H = 222 K und verschiedene Feuchten untersucht. Bei dieser Temperatur ist es wahrscheinlich, nahe am Schmidt–Appleman–Schwellwert zu liegen. Ich verwende den in Tabelle 3.7 angegebenen N0-Wert 1 8N Standard 0 . Abbildung 3.11 zeigt die normierte Anzahl überlebender Eiskristalle für TF H = 222 K im üblichen Feuchtebereich. Erwartungsgemäß überleben relativ mehr Eiskristalle bei N0 = 1 8N Standard 0. Bei hohen Feuchten verliert man generell nur wenig Eiskristalle. Die Unterschiede in Läufen mit verschiedenen N0 sind gering, da die Masse der Eiskristalle stark vom überschüssigen Wasserdampf geprägt ist und die anfänglichen Unterschiede in der mittleren Masse von untergeordneter Natur sind. Bei mittleren Übersättigungen (5% ≤ si ≤ 20%) sind die Unterschiede in der überlebenden Eiskristallanzahl am höchsten. Wie schon in den Abschnitten 3.3.2 und 3.1 gesehen, ist das der Feuchtebereich in dem kleine Änderungen der Initialisierung die größten Wirkungen hervorrufen. Bei RHi = 100% sind die Unterschiede in Ntot unbedeutend, da sowieso praktisch alle Eiskristalle verschwinden.

 

 

 

Druck

 

Manche mikrophysikalischen Prozesse hängen vom Druck ab (Pruppacher und Klett, 1996; Ghosh et al., 2007). In den vorgestellten Simulationen wurde am Unterrand des Simulationsgebiets der Druck p0 = 250 hPa vorgeschrieben. Realistischer wäre es, den Druck mit der Temperatur zu variieren, also bei tieferen Temperaturen einen niedrigeren Druck vorzuschreiben. Es zeigt sich aber, daß dies nicht nötig ist. Dazu wurde der Druck am Unterrand um ∆p0 = 100 hPa erhöht bzw. erniedrigt. Dementsprechend ändert sich auch die Luftdichte, da die Temperatur TF H beibehalten wurde. Die Anzahl der überlebenden Eiskristalle und die überlebende Eismasse ändert sich jedoch nicht. Die Sensitivität der Ergebnisse auf eine Druckvariation ist vernachlässigbar. Dies ist nicht weiter verwunderlich, da zwar das Sättigungsmischungsverhältnis vom Umgebungsdruck (siehe Formel 3.3) abhängt, nicht aber die Wasserdampfkonzentration (siehe Formel 3.4). Das bedeutet, daß der überschüssige 

 

 

Hier PDF weiterlesen: Seite:2

 

 

 

Ein künstliches Klima durch SRM Geo-Engineering

 

Sogenannte "Chemtrails" sind SRM Geoengineering-Forschungs-Experimente

 

Illegale Feldversuche der SRM Technik, weltweit.

 

 

Illegale militärische und zivile GE-Forschungen finden in einer rechtlichen Grauzone statt.

 

Feldversuche oder illegale SRM Interventionen wurden nie in nur einem einzigen Land der Welt,  je durch ein Parlament gebracht, deshalb sind sie nicht legalisiert und finden in einer rechtlichen Grauzone der Forschung statt. Regierungen wissen genau, dass sie diese Risiko-Forschung, die absichtliche Veränderung mit dem Wetter nie durch die Parlamente bekommen würden..

Climate-Engineering

HAARP - Die Büchse der Pandora in militärischen Händen

 

 

Illegale zivile und militärische SRM Experimente finden 7 Tage die Woche (nonstop) rund um die Uhr statt. 

 

Auch Nachts - trotz Nacht-

Flugverbot.

 

Geo-Engineering Forschung

 

 

Der Wissenschaftler David Keith, der die Geo-Ingenieure Ken Caldeira und Alan Robock in ihrer Arbeit unterstütztsagte auf einem Geo-Engineering - Seminar am 20. Februar 2010, dass sie beschlossen hätten, ihre stratosphärischen Aerosol-Modelle von Schwefel auf Aluminium umzustellen

 

Niemand auf der ganzen Welt , zumindest keiner der staatlichen Medien berichtete von diesem wichtigen Ereignis.

 

 

 

 

Wissenschaftler planen 10 bis 20 Megatonnen hoch toxischer Materialien wie Aluminium, synthetischen Nanopartikeln jedes Jahr in unserer Atmosphäre auszubringen.

 

Die Mengenangaben von SRM Materialien werden neuerdings fast immer in Teragramm berechnet. 

 

  1 Teragramm  = 1 Megatonne

  1 Megatonne  = 1 Million Tonnen

 

 

SAI = Stratosphärische

Aerosol Injektionen mit toxischen Materialen wie:

 

  • Aluminiumoxide
  • Black Carbon 
  • Zinkoxid 
  • Siliciumkarbit
  • Diamant
  • Bariumtitanat
  • Bariumsalze
  • Strontium
  • Sulfate
  • Schwefelsäure 
  • Schwefelwasserstoff
  • Carbonylsulfid
  • Ruß-Aerosole
  • Schwefeldioxid
  • Dimethylsulfit
  • Titan
  • Lithium
  • Kalkstaub
  • Titandioxid
  • Natriumchlorid
  • Meersalz 
  • Calciumcarbonat
  • Siliciumdioxid
  • Silicium
  • Bismuttriiodid (BiI3
  • Polymere
  • Polymorph von TiO2

 


 

 

 

April 2016 

Aerosol Experiments Using Lithium and Psychoactive Drugs Over Oregon.

 

 

SKYGUARDS: Petition an das Europäische Parlament

 

 

Wir haben keine Zeit zu verlieren!

 

 

 

Klage gegen Geo-Engineering und Klimapolitik 

 

Der Rechtsweg ist vielleicht die einzige Hoffnung, Geo-Engineering-Programme zum Anhalten zu bewegen. Paris und andere Klimaabkommen schaffen Ziele von rechtlich international verbindlichen Vereinbarungen. Wenn sie erfolgreich sind, werden höchstwahrscheinlich SRM-Programme ohne ein ordentliches Gerichtsverfahren legalisiert. Wenn das geschieht, wird das unsere Fähigkeit Geoengineering zu verhindern und jede Form von rechtlichen Maßnahmen zu ergreifen stark behindern.

 

Ziel dieser Phase ist es, Mittel zu beschaffen um eine US- Klage vorzubereiten. Der Hauptanwalt Wille Tierarzt wählt qualifizierte Juristen aus dem ganzen Land aus, um sicher zu stellen, dass wir Top-Talente sichern, die wir für unser langfristiges Ziel einsetzen.

 

 

Die Fakten sind, dass seit einem Jahrzehnt am Himmel illegale Wetter -Änderungs-Programme stattfinden, unter Einsatz des Militärs im Rahmen der NATO, ohne Wissen oder Einwilligung der Bevölkerung..

EU-Konferenz und Petition über Wettermodifizierung und Geoengineering in Verbindung mit HAARP Technologien

 

Die Zeit ist gekommen. Anonymous wird nicht länger zusehen. Am 23. April werden wir weltweit gegen Chemtrails und Geoengineering friedlich demonstrieren.

 

Anonymous gegen Geoengineering 

 

 

Wir waren die allerletzten Zeit Zeugen eines normalen natürlichen blauen Himmels.

 

NIE WIEDER WIRD DER HIMMEL SO BLAU SEIN.

 

 

Heute ist der Himmel nicht mehr blau, sondern eher rot oder grau. 

 

 

Metapedia –

Die alternative Enzyklopädie

 

http://de.metapedia.org/wiki/HAARP

 

http://de.metapedia.org/wiki/Chemtrails

 

 

ALLBUCH -

Die neue Enzyklopädie

 

http://de.allbuch.online/wiki/Chemtrails Chemtrails

http://de.allbuch.online/wiki/GeoEngineering GeoEngineering

http://de.allbuch.online/wiki/HAARP HAARP

 

 

 

 

 

SRM - Geoengineering

Aluminium anstatt Schwefeloxid

 

Im Zuge der American Association for the Advancement of Science (AAAS) Conference 2010, San Diego am 20. Februar 2010, wurde vom kanadischen Geoingenieur David W. Keith (University of Calgary) vorgeschlagen, Aluminium anstatt Schwefeldioxid zu verwenden. Begründet wurde dieser Vorschlag mit 1) einem 4-fach größeren Strahlungsantrieb 2) einem ca. 16-fach geringeren Gerinnungsfaktor. Derselbe Albedoeffekt könnte so mit viel geringeren Mengen Aluminium, anstatt Schwefel, bewerkstelligt werden. [13]

 

Mehr Beweise als dieses Video braucht man wohl nicht. >>> Aerosol-Injektionen

 


Das "Geo-Engineering" Klima-Forschungsprogramm der USA wurde direkt dem Weißen Haus unterstellt,

bzw. dort dem White House Office of Science and Technology Policy (OSTP) zugewiesen. 

 

 

Diese Empfehlung lassen bereits das Konfliktpotential dieser GE-Forschung erahnen.

 

 

 

 

 

In den USA fällt Geo-Engineering unter Sicherheitspolitik und Verteidigungspolitik: 

 

 

Geo-Engineering als Sicherheitspolitische Maßnahme..

 

Ein Bericht der NASA merkt an, eine Katastrophensituation könnte die Entscheidung über SRM maßgeblich erleichtern, dann würden politische und ökonomische Einwände irrelevant sein. Die Abschirmung von Sonnenlicht durch SRM Maßnahmen wäre dann die letzte Möglichkeit, um einen katastrophalen Klimawandel abzuwenden.

 

maßgeblich erleichtern..????

 

Nach einer Katastrophensituation sind diese ohnehin illegalen geheimen militärischen SRM Programme wohl noch leichter durch die Parlamente zu bringen unter dem Vorwand der zivilen GE-Forschung. 

 

 

 


Der US-Geheimdienst CIA finanziert mit 630.000 $ für die Jahre   2013/14 

Geoengineering-Studien. Diese Studie wird u.a. auch von zwei anderen staatlichen Stellen NASA und NOAA finanziert. 

 

WARUM SIND DIESE LINKS DER CIA / NASA / NOAA STUDIE ALLE AUS DEM INTERNET WEG ZENSIERT WORDEN, WENN ES DOCH NICHTS ZU VERBERGEN GIBT...?

 

Um möglichst keine Spuren zu hinterlassen.. sind wirklich restlos alle Links im Netz entfernt worden. 

 

 

 

 

 

Es existieren viele Vorschläge zur technologischen Umsetzung des stratosphärischen Aerosol- Schildes.

 

Ein Patent aus dem Jahr 1991 behandelt das Einbringen von Aerosolen in die Stratosphäre

(Chang 1991).

 

Ein neueres Patent behandelt ein Verfahren, in dem Treibstoffzusätze in Verkehrsflugzeugen zum Ausbringen reflektierender Substanzen genutzt werden sollen (Hucko 2009).

 

 

 

Die von Microsoft finanzierte Firma Intellectual Ventures fördert die Entwick­lung eines „Stratoshield“ genannten Verfahrens, bei dem die Aerosolerzeugung in der Strato­sphäre über einen von einem Ballon getragenen Schlauch vom Erdboden aus bewirkt werden soll.

 

CE-Technologien wirken entweder symptomatisch oder ursächlich

 

Symptomatisch wirkend: 

Modifikation durch SRM-Geoengineering- Aerosole in der Stratosphäre

 

Ursächlich wirkend: 

Reduktion der CO2 Konzentration (CDR) 

 

Effekte verschiedener Wolkentypen

 

Dicke, tief hängende Wolken reflektieren das Sonnenlicht besonders gut und beeinflussen kaum die Energie, die von der Erde als langwellige Infrarotstrahlung abgegeben wird. Hohe Wolken sind dagegen kälter und meist dünner. Sie lassen daher mehr Sonnenlicht durch, dafür speichern sie anteilig mehr von der langwelligen, abgestrahlten Erdenergie. Um die Erde abzukühlen, sind daher tiefe Wolken das Ziel der Geoingenieure.

 

 

Zirruswolken wirken also generell erwärmend (Lee et al. 2009). Werden diese Wolken künstlich aufgelöst oder verändert, so wird sich in der Regel ein kühlender Effekt ergeben.

 

Nach einem Vorschlag von Mitchell et al.  (2009) könnte dies durch ein Einsäen von effizienten Eiskeimen bei der Wolkenbildung geschehen.

 

 

Eiskeime werden nur in sehr geringer Menge benötigt und könnten beispielsweise durch Verkehrs-Flugzeuge an geeigneten Orten ausgebracht werden. Die benötigten Materialmengen liegen dabei im Bereich von einigen kg pro Flug.

 

 

Die RQ-4 Global Hawk fliegt etwa in 20 Kilometer Höhe ohne Pilot.

1 - 1,5  Tonnen Nutzlast.

 

Instead of visualizing a jet full of people, a jet full of poison.

 

 

Das Militär hat bereits mehr Flugzeuge als für dieses Geo-Engineering-Szenario erforderlich wären, hergestellt. Da der Klimawandel eine wichtige Frage der nationalen Sicherheit ist [Schwartz und Randall, 2003], könnte das Militär für die Durchführung dieser Mission mit bestehenden Flugzeugen zu minimalen Zusatzkosten sein.

 

http://climate.envsci.rutgers.edu/pdf/GRLreview2.pdf

 

 

 

Die künstliche Klima-Kontrolle durch GE

 

Dies sind die Ausbringung von Aerosolpartikeln in der Stratosphäre, sowie die Erhöhung der Wolkenhelligkeit in der Troposphäre mithilfe von künstlichen Kondensationskeimen.

 

 

 

Brisanz von Climate Engineering  (DFG)

 

Climate-Engineering wird bei Klimakonferenzen (z.B. auf dem Weltklimagipfel in Doha) zunehmend diskutiert. Da die Maßnahmen für die angestrebten Klimaziele bisher nicht greifen, wird Climate Engineering als alternative Hilfe in Betracht gezogen.

 

 

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Umweltaktivistin und Trägerin des alternativen Nobelpreises Dr. Rosalie Bertell, berichtet in Ihrem Buch »Kriegswaffe Planet Erde« über die Folgewirkungen und Auswirkungen diverser (Kriegs-) Waffen..

 

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Dieses Buch ist ein Muss für jeden Bürger auf diesem Planeten.

 

..Indessen gehen die Militärs ja selbst gar nicht davon aus, dass es überhaupt einen Klimawandel gibt, wie wir aus Bertell´s Buch wissen (Hamilton in Bertell 2011).

 

Sondern das, was wir als Klimawandel bezeichnen, sind die Wirkungen der immer mehr zunehmenden

Wetter-Manipulationen

und Eingriffe ins Erdgeschehen mittels Geoengineering, insbesondere durch die HAARP-ähnlichen Anlagen, die es inzwischen in aller Welt gibt..

 

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Why in the World are they spraying 

 

Durch die bahnbrechenden Filme von Michael J. Murphy "What in the World Are They Spraying?" und "Why in the world are the Spraying?" wurden Millionen Menschen die Zerstörung durch SRM-Geoengineering-Projekte vor Augen geführt. Seitdem bilden sich weltweit Bewegungen gegen dieses Verbrechen.

 

 

Die Facebook Gruppe Global-Skywatch hat weltweit inzwischen schon über 90.000 Mitglieder und es werden immer mehr Menschen, die die Wahrheit erkennen und die "gebetsmühlenartig" verbreiteten Lügengeschichten der Regierung und Behörden in Bezug zur GE-Forschung zu Recht völlig hinterfragen. 

 

Bild anklicken: Untertitel in deutscher Sprache
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ALBEDO ENHANCEMENT BY STRATOSPHERIC SULFUR INJECTIONS


http://faculty.washington.edu/stevehar/Geoengineering_packet.pdf

 

SRM Programme - Ausbringung durch Flugzeuge 

 

 

 

Die Frage die bleibt, ist die Antwort auf  Stratosphärische Aerosol- Injektions- Programme und die tägliche Umweltzer-störung auf unserem Planeten“

 

 

 

Die Arbeit von Brovkin et al. (2009) zeigt für ein Emissionsszenario ohne Emissionskontrolle, dass der Einsatz von RM für mehrere 1000 Jahre fortgesetzt werden muss, je nachdem wie vollständig der Treibhausgas-induzierte Strahlungsantrieb kompensiert werden soll.

 

 

 

Falls sich die Befürchtung bewahrheitet, dass eine Unterbrechung von RM-Maßnahmen zu abruptem Klimawandel führt, kann sich durch den CE-Einsatz ein Lock-in-Effekt ergeben. Die hohen gesamtwirtschaftlichen Kosten dieses abrupten Klimawandels würden sozusagen eine Weiterführung der RM-Maßnahmen erzwingen.

 

 

 

 

Ausbringungsmöglichkeiten

 

Neben den Studien von CSEPP (1992) und Robock et al. (2009), ist insbesondere die aktuelle Studie von McClellan et al. (2010) hervorzuheben. Für die Ausbringung mit Flugsystemen wird angenommen, dass das Material mit einer Rate von 0,03 kg/m freigesetzt wird. Es werden Ausbringungshöhen von 13 bis 30 km untersucht.

 

 

 

 

Bestehende kleine Düsenjäger, wie der F-15C Eagle, sind in der Lage in der unteren Stratosphäre in den Tropen zu fliegen, während in der Arktis größere Flugzeuge wie die KC-135 Stratotanker oder KC-10 Extender in der Lage sind, die gewünschten Höhen zu erreichen.

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SRM Protest-Märsche gleichzeitig in circa 150 Städten - weltweit.

 

Geoengineering-Forschung als Plan B für eine weltweit verfehlte Klimapolik. 

 

Bild anklicken:
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Staaten führen illegale Wetter-Änderungs-Techniken als globales Experiment gegen den Klimawandel durch, geregelt über die UN, ausgeführt durch die NATO, mit militärischen Flugzeugen werden jährlich 10-20 Millionen Tonnen hoch giftiger Substanzen in den Himmel gesprüht..

 

Giftige Substanzen, wie Aluminium, Barium, Strontium, die unsere Böden verseuchen und die auch auf Dauer den ph-Wert des Bodens deutlich verändern würden. Es sind giftige Substanzen, wie Schwefel, welches die Ozonschicht systematisch zerstören würde. 

 

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Weltweite  Protestmärsche gegen globale Geoengineering Experimente finden am 25. April 2015 in all diesen Städten gleichzeitig statt:

 

 

 

AUSTRALIEN - (Adelaide)

AUSTRALIEN - (Albury-Wodonga)

AUSTRALIEN - (Bendigo)

AUSTRALIEN - (Brisbane)

AUSTRALIEN - (Byron Bay)

AUSTRALIEN - (Cairns)

AUSTRALIEN - (Canberra)

AUSTRALIEN - (Darwin)

AUSTRALIEN - (Gold Coast)

AUSTRALIEN - (Hobart)

AUSTRALIEN - (Melbourne)

AUSTRALIEN - (Newcastle)

AUSTRALIEN - (New South Wales, Byron Bay)

AUSTRALIEN - (Perth)

AUSTRALIEN - (Port Macquarie)

AUSTRALIEN - (South Coast NSW)

AUSTRALIEN - (South East Qeensland)

AUSTRALIEN - (Sunshine Coast)

AUSTRALIEN - (Sydney)

AUSTRALIEN - (Tasmania)

BELGIEN - (Brüssel)

BELGIEN - (Brüssel Group)

BRASILIEN - (Curitiba)

BRASILIEN - (Porto Allegre)

BULGARIEN - (Sofia)

Kanada - Alberta - (Calgary)

Kanada - Alberta - (Edmonton)

Kanada - Alberta - (Fort Saskatchewan)

Kanada - British Columbia - (Vancouver Group)

Kanada - British Columbia - (Victoria)

Kanada - Manitobak - (Winnipeg)

Kanada – Neufundland

Kanada - Ontario - (Barrie)

Kanada - Ontario - (Cambridge)

Kanada - Ontario - (Hamilton)

Kanada - Ontario - (London)

Kanada - Ontario - (Toronto)

Kanada - Ontario  - (Ottawa)

Kanada - Ontario - (Windsor)

Kanada - Québec - (Montreal)

KOLUMBIEN - (Medellin)

ZYPERN

KROATIEN - (Zagreb)

DÄNEMARK - (Aalborg)

DÄNEMARK - (Kopenhagen)

DÄNEMARK - (Odense)

ESTLAND - (Tallinn)

Ägypten (Alexandria)

FINNLAND - (Helsinki)

FRANKREICH - (Paris)

DEUTSCHLAND - (Berlin)

DEUTSCHLAND - (Köln)

DEUTSCHLAND - (Düsseldorf)

DEUTSCHLAND - HESSEN - (Wetzlar)

GRIECHENLAND - (Athens)

GRIECHENLAND - (Attica)

Ungarn (Budapest)

IRLAND - (Cork City)

IRLAND - (Galway)

ITALIEN - (Milano)

Italien - Sardinien - (Cagliari)

MAROKKO - (Rabat)

NIEDERLANDE - (Den Haag)

NIEDERLANDE - (Groningen)

NEUSEELAND - (Auckland)

NEUSEELAND - (Christchurch)

NEUSEELAND - (Hamilton)

NEUSEELAND - (Nelson)

NEUSEELAND - (New Plymouth)

NEUSEELAND - (Takaka)

NEUSEELAND - (Taupo)

NEUSEELAND - (Wellington)

NEUSEELAND - (Whangerei)

NEUSEELAND - WEST COAST - (Greymouth)

NORWEGEN-(Bergen)

NORWEGEN - (Oslo)

PORTUGAL - (Lissabon)

SERBIEN - (Glavni Gradovi)

SERBIEN - (Nis)

SLOWENIEN

SPANIEN - (Barcelona)

SPANIEN - (La Coruna)

SPANIEN - (Ibiza)

SPANIEN - (Murcia)

SPANIEN - (San Juan - Alicante)

SCHWEDEN - (Gothenburg)

SCHWEDEN - (Stockholm)

SCHWEIZ - (Bern)

SCHWEIZ - (Genf)

SCHWEIZ - (Zürich)

UK - ENGLAND - (London)

UK - ISLE OF MAN - (Douglas)

UK - Lancashir - (Burnley)

UK - Scotland - (Glasgow)

UK - Cornwall - (Truro)

USA - Alaska - (Anchorage)

USA - Arizona - (Flagstaff)

USA - Arizona - (Tucson)

USA - Arkansas - (Hot Springs)

USA - Kalifornien - (Hemet)

USA - CALIFORINA - (Los Angeles)

USA - Kalifornien - (Redding)

USA - Kalifornien - (Sacramento)

USA - Kalifornien - (San Diego)

USA - Kalifornien - (Santa Cruz)

USA - Kalifornien - (San Francisco)

USA - Kalifornien - Orange County - (Newport Beach)

USA - Colorado - (Denver)

USA - Connecticut - (New Haven)

USA - Florida - (Boca Raton)

USA - Florida - (Cocoa Beach)

USA - Florida - (Miami)

USA - Florida - (Tampa)

USA - Georgia - (Gainesville)

USA - Illinois - (Chicago)

USA - Hawaii - (Maui)

USA - Iowa - (Davenport)

USA - Kentucky - (Louisville)

USA - LOUISIANA - (New Orleans)

USA - Maine - (Auburn)

USA - Maryland - (Easton)

USA - Massachusetts - (Worcester)

USA - Minnesota - (St. Paul)

USA - Missouri - (St. Louis)

USA - Montana - (Missoula)

USA - NEVADA - (Black Rock City)

USA - NEVADA - (Las Vegas)

USA - NEVADA - (Reno)

USA - New Jersey - (Red Bank)

USA - New Mexico (Northern)

USA - NEW YORK - (Ithaca)

USA - NEW YORK - (Long Island)

USA - NEW YORK - (New York City)

USA - NORTH CAROLINA - (Asheville)

USA - NORTH CAROLINA - (Charlotte)

USA - NORTH CAROLINA - (Greensboro)

USA - Oregon - (Ashland)

USA - Oregon - (Portland)

USA - Pennsylvania - (Harrisburg)

USA - Pennsylvania - (Pittsburgh)

USA - Pennsylvania - (West Chester)

USA - Pennsylvania - (Wilkes - Barre)

USA - SOUTH CAROLINA - (Charleston)

USA - Tennessee - (Memphis)

USA - Texas - (Austin)

USA - Texas - (Dallas / Metroplex)

USA - Texas - (Houston)

USA - Texas - (San Antonio)

USA - Vermont - (Burlington)

USA - Virginia - (Richmond)

USA - Virginia - (Virginia Beach)

USA - WASHINGTON - (Seattle)

USA - Wisconsin - (Milwaukee)

 

Bild anklickem: Holger Strom Webseite
Bild anklickem: Holger Strom Webseite

 

Der Film zeigt eindrucksvolle Beispiele, beginnend beim Einsatz der Atombomben mit ihren schrecklichen Auswirkungen bis hin zu den gesundheitszerstörenden, ja tödlichen Hinterlassenschaften der Atomenergienutzung durch die Energiewirtschaft. Eine besondere Stärke des Films liegt in den Aussagen zahlreicher, unabhängiger Fachleute. Sie erläutern mit ihrem in Jahrzehnten eigener Forschung und Erfahrung gesammelten Wissen Sachverhalte und Zusammenhänge, welche die Befürworter und Nutznießer der Atomtechnologie in Politik, Wirtschaft und Militärwesen gerne im Verborgenen halten wollen.

                                             

Prof. Dr. med. Dr. h. c. Edmund Lengfelder

 

 

Nicht viel anders gehen Politiker/ Abgeordnete des Deutschen Bundestages mit der hoch toxischen riskanten SRM Geoengineering-Forschung um, um diese riskante Forschung durch die Parlamente zu bekommen.

 

Es wird mit gefährlichen Halbwissen und Halbwahrheiten gearbeitet. Sie werden Risiken vertuschen, verdrehen und diese Experimente als das einzig Richtige gegen den drohenden Klimawandel verkaufen. Chemtrails sind Stratosphärische Aerosol Injektionen, die  illegal auf globaler Ebene stattfinden, ohne jeglichen Parlament-Beschluss der beteiligten Regierungen.

 

Geoengineering-Projekte einmal begonnen, sollen für Jahrtausende fortgeführt werden - ohne Unterbrechung (auch bei finanziellen Engpässen oder sonstigen Unruhen) um nicht einen Umkehreffekt  auszulösen.

 

Das erzählt Ihnen die Regierung natürlich nicht, um diese illegale hochgefährliche RM Forschung nur ansatzweise durch die Parlamente zu bringen.

 

Spätestens seit dem Atommüll-Skandal mit dem Forschungs-Projekt ASSE wissen wir Bürger/Innen, wie Politik und Wissenschaft mit Forschungs-Risiken umgehen.. Diese Gefahren und Risiken werden dann den Bürgern einfach verschwiegen. 

 

 


 

 

www.climate-engineering.eu

 

Am 30. September 2012 ist eine neue Internetplattform zu Climate Engineering online gegangen www.climate-engineering.eu  

 

Die Plattform enthält alle neuen Infos -Publikationen, Veranstaltungen etc. zu Climate-Engineering.

 

 

 

 

Gezielte Eingriffe in das Klima?

Eine Bestandsaufnahme der Debatte zu Climate Engineering

Kieler Earth Institute

 

 

Climate Engineering:

Ethische Aspekte

Karlsruher Institut für Technologie

 

 

Climate Engineering:

Chancen und Risiken einer Beeinflussung der Erderwärmung. Naturwissenschaftliche und technische Aspekte

Leibniz-Institut für Troposphärenforschung, Leipzig

 

Climate Engineering:

Wirtschaftliche Aspekte 

Kiel Earth Institute

 

 

Climate Engineering:

Risikowahrnehmung, gesellschaftliche Risikodiskurse und Optionen der Öffentlichkeitsbeteiligung

Dialogik Stuttgart

 

 

Climate Engineering:

Instrumente und Institutionen des internationalen Rechts

Universität Trier

 

 

Climate Engineering:

Internationale Beziehungen und politische Regulierung

Wissenschaftszentrum Berlin für Sozialforschung

 

 

 

Illegale Atmosphären-Experimente finden in Deutschland  seit  2012 „täglich“ am Himmel statt.

 

Chemtrails  -  Verschwörung am Himmel ? Wettermanipulation unter den Augen der Öffentlichkeit

 

Auszug aus dem Buch: 

 

Ich behaupte, dass in etwa 2 bis 3 mal pro Woche, ungefähr ein halbes Dutzend  von frühmorgens bis spätabends in einer Art und Weise Wien überfliegen, die logisch nicht erklärbar ist. Diese Maschinen führen über dem Stadtgebiet manchmal auffällige Steig- und Sinkflüge durch , sie fliegen Bögen und sie drehen abrupt ab. Und sie hinterlassen überall ihre dauerhaft beständigen Kondensstreifen, welche auch ich Chemtrails nenne. Sie verschleiern an manchen Tagen ganz Wien und rundherum am Horizont ist strahlend blauer ...
Hier in diesem Buch  aus dem Jahr 2005 werden die anfänglichen stratosphärischen SRM-Experimente am Himmel beschrieben... inzwischen fliegen die Chemie-Bomber ja 24 h Nonstop, rund um die Uhr.

 

 

 

 

Weather Modification Patente

 

http://weatherpeace.blogspot.de

 

Umfangreiche Liste der Patente

http://www.geoengineeringwatch.org/links-to-geoengineering-patents/

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Von Pat Mooney - Er ist Gründer und Geschäftsführer der kanadischen Umweltschutzorganisation ETC Group in Ottawa.

 

Im Jahr 1975 tat sich der US-Geheimdienst CIA mit Newsweek zusammen und warnte vor globaler Abkühlung. Im selben Jahr wiesen britische Wissenschaftler die Existenz eines Lochs in der Ozonschicht über der Antarktis nach und die UN-Vollversammlung befasste sich mit identischen Anträgen der Sowjetunion und der USA für ein Verbot von Klimamanipulationen, die militärischen Zwecken dienen. Dreißig Jahre später redeten alle - auch der US-Präsident über globale Erwärmung. 

 

Wissenschaftler warnten, der Temperaturanstieg über dem arktischen Eis  und im sibirischen Permafrost könnte in die Klimakatastrophe führen, und der US-Senat erklärte sich bereit , eine Vorlage zu prüfen, mit der Eingriffe in das Klima erlaubt werden sollten. 

 

Geo-Engineering ist heute Realität. Seit dem Debakel von Kopenhagen bemüht sich die große Politik zusammen mit ein paar Milliardären verstärkt darum, großtechnische Szenarien zu prüfen und die entsprechenden Experimente durchzuführen.

 

Seit Anfang 2009 überbieten sich die Medien mit Geschichten über Geoengineering als "Plan B". Wissenschaftliche Institute und Nobelpreisträger legen Berichte und Anträge vor, um die Politik zur Finanzierung von Feldversuchen zu bewegen. Im britischem Parlament wie im US-Kongress haben die Anhörungen schon begonnen. Anfang 2010 berichteten Journalisten, Bill Gates investiere privat in Geoengineering-Forschung und werde bei Geoengineering-Patenten zur Senkung der Meerestemperatur und zur Steuerung von Hurrikanen sogar als Miterfinder genannt. Unterdesssen hat Sir Richard Branson - Gründer und Besitzer der Fluglinie Virgin Air - verkündet, er habe eine Kommandozentrale für den Klimakrieg eingerichtet und sei für alle klimatechnischen Optionen offen. Zuvor hatte er 25 Millionen Dollar für eine Technik ausgesetzt, mit der sich die Stratosphäre reinigen lässt. 

 

Einige der reichsten Männer der Welt (z.B. Richard Branson und Bill Gates ) und die mächtigsten Konzerne (z.B. Shell , Boeing ) werden immer beteiligt.

 

Geoengineering Karte - ETC Group

 

ETC Group veröffentlicht eine Weltkarte über Geoengineering-Experimente, die groß angelegte Manipulation des Klimas unserer Erde.  Zwar gibt es keine vollständige Aufzeichnung von Wetter und Klima-Projekten in Dutzenden von Ländern, diese Karte ist aber der erste Versuch, um den expandierenden Umfang der Forschungs-Experimente zu dokumentieren. 

 

Fast 300 Geo-Engineering-Projekte / Experimente sind auf der Karte vertreten, die zu den verschiedenen Arten von Klima-Änderungs-Technologien gehören.

Einfach anklicken und vergrößern..
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Aus der Sicht der reichen Länder (und ihrer Unternehmen) erscheint Geoengineering einfach perfekt. Es ist machbar. Es ist (relativ) billig. Und es erlaubt der Industrie, den Umbau unserer Wirtschaft und Produktionsweise für überflüssig zu erklären.

 

Das wichtigste aber ist: Geoengineering braucht keinerlei internationale Übereinkunft. Länder, Unternehmen, ja sogar superreiche Geo-Piraten können es auf eigene Faust durchziehen. Eine bescheidene >Koalition der Willigen< genügt vollauf, und eine Handvoll Akteure kann den Planeten nach Belieben umbauen.

 

Damit wir es nicht vergessen:

 

Seit 1945  führten die USA, die UdSSR, England, Frankreich und später auch China mehr als 2000 Atomtests durch – über und unter der Erde und ohne Rücksicht auf die zu erwartenden Auswirkungen auf Gesundheit und Umwelt weltweit. Niemand wurde um Erlaubnis gefragt. Wenn das Weltklima zu kippen droht, werden sie da wirklich vor einseitigen Entscheidungen zurückschrecken? 

 

 

 

Warum ist Geo-Engineering nicht akzeptabel..?

 

SRM Geoengineering kann nicht im Labor getestet werden: Es ist keine experimentelle Labor-Phase möglich, um einen spürbaren Einfluss auf das Klima zu haben. Geo-Engineering muss massiv eingesetzt werden.

 

Experimente oder Feldversuche entsprechen tatsächlich den Einsatz in der realen Welt, da kleine Tests nicht die Daten auf Klimaeffekte liefern.

 

Auswirkungen für die Menschen und die biologische Vielfalt würden wahrscheinlich sofort massiv und möglicherweise irreversibel sein.

 

 

 

 

Hände weg von Mutter Erde (HOME) ist eine weltweite Kampagne, um unserem kostbaren Planeten Erde, gegen die Bedrohung durch Geo-Engineering-Experimente zu verteidigen. Gehen Sie mit uns, um eine klare Botschaft an die Geo-Ingenieure und die Regierungen weltweit zu senden, dass unsere Erde kein ein Labor ist.

 

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Liste der (SRM) Geoengineering-Forschung

Hier anklicken:
Hier anklicken:

http://www.ww.w.givewell.org/files/shallow/geoengineering/Geoengineering research funding 10-9-13.xls

 

Weltweite Liste der Geoengineering-Forschung SRM Forschungs Länder: 

 

Großbritannien, Vereinigte Staaten Amerika, Deutschland, Frankreich, Norwegen, Finnland, Österreich und Japan.

 

 

In "NEXT BANG!" beschreibt Pat Money neue Risikotechnologien, die heute von Wissenschaftlern, Politikern und mächtigen Finanziers aktiv für den kommerziellen Einsatz vorbereitet werden:

 

Geo-Engineering, Nanotechnologie, oder die künstliche >Verbesserung< des menschlichen Körpers.

 

"Die  Brisanz des Buches liegt darin, dass es zeigt, wie die Technologien, die unsere Zukunft bestimmen könnten, heute zum großflächigen Einsatz vorbereitet werden – und das weitgehend unbemerkt von der Öffentlichkeit. Atomkraft, toxische Chemikalien oder genmanipulierte Organismen konnten deshalb nicht durch demokratische Entscheidungen verhindert werden, weil hinter ihnen bereits eine zu große ökonomische und politische Macht stand, als ihre Risiken vielen Menschen erst bewusst wurden.

 

Deshalb dürfen wir die Diskussion über Geoengineering, Nanotechnologie, synthetische Biologie  und die anderen neuen Risikotechnologien nicht länger den selbsternannten Experten überlassen. Die Entscheidungen über ihren künftigen Einsatz fallen jetzt - es ist eine Frage der Demokratie, dass wir alle dabei mitreden."

 

Ole von UexküllDirektor der Right Livelihood Award Foundation, die den Alternativen Nobelpreis vergibt

 

 

Vanishing of the Bees - No Bees, No Food !

 

Verschwinden der Bienen  - Keine Bienen, kein Essen !

 

http://www.beeheroic.com/geoengineering-and-environment

http://www.beeheroic.com/resources

 

 

 

 

 

Solar Radiation Management = SRM

Es ist zu beachten, dass SRM Maßnahmen zwar auf kurzer Zeitskala wirksam werden können, die Dauer ihres Einsatzes aber an der Lebensdauer des CO-2 gebunden ist, welches mehrere Tausend Jahre beträgt.

 

CDR- Maßnahmen hingegen müssten über einen sehr langen Zeitraum (viele Jahrzehnte) aufgebaut werden, ihr Einsatz könnte allerdings beendet werden, sobald die CO2 Konzentration wieder auf ein akzeptables Niveau gesenkt ist. Entsprechende Anstrengungen vorausgesetzt, könnte dies bereits nach einigen Hundert Jahren erreicht sein.

 

CDR Maßnahmen: sind relativ teuer und arbeiten viel zu langsam. Bis sie wirken würden, vergehen viele Jahrzehnte

 

Solar Radiation Management SRM Maßnahmen: billig.. und schnell..

 

 

Quelle: Institut für Technikfolgenabschätzung

 

 

 

 

 

Solar Radiation Management = SRM

 

Ironie der Geoengineering Forschung:

 

Ein früherer SRM Abbruch hätte einen abrupten sehr heftigen Klimawandel zur Folge, den wir in dieser Schnelligkeit und heftigen Form nie ohne diese SRM Maßnahmen gehabt hätten. 

 

Das, was Regierungen mit den globalen GEO-ENGINEERING-INTERVENTIONEN verhindern wollten, genau das wären dann die globalen Folgeschäden bei der frühzeitigen Beendigung der SRM Forschungs-Interventionen.

 

Wenn sie diese hoch giftigen SAI - Programme  aus wichtigen Gründen vorher abbrechen müssten, droht uns ein abrupter Klimawandel, der ohne diese GE-Programme nie dagewesen wäre. 

 

Das bezeichne ich doch mal  als wahre  reale Satire..