Lassen Sie die Atmosphäre eines Planeten aus der Ruhe anlaufen und sehen Sie die Hadley-Zellen aus den Tropen herauswachsen, bis die Formel von Held und Hou sagt, dass sie anhalten müssen: die am Äquator aufsteigende Luft behält auf dem Weg polwärts ihren Drehimpuls, so dass der Höhenwind zu Ω·a·sin²φ/cos φ wird, einem Subtropenstrahlstrom, und die Zelle reicht nur so weit, wie die Konstruktion gleicher Flächen erlaubt - 26,5° für die Erde, nicht die 28,8° der Formel für kleine Winkel. Darunter drehen die Passatwinde dort zu Westwinden, wo es die Drehimpulsbilanz verlangt, und ihre Drehmomente heben sich auf. Verlangsamen Sie den Planeten, und die Zellen weiten sich zu den Polen; halten Sie ihn an, und eine Zelle füllt jede Halbkugel ganz ohne zonalen Wind. Verschieben Sie die Heizung um sechs Grad nach Norden, und der Aufstieg springt auf 21°, die Winterzelle hundertmal stärker als die Sommerzelle, wie Lindzen und Hou fanden; lassen Sie die Jahreszeiten laufen, und die ITCZ schwingt 18° nach jeder Seite, zwei Monate verspätet.
Folgen Sie einer südasiatischen Küste durch das Jahr. Dieselbe Sonne heizt das flache Land und das tiefe Meer, doch das Land antwortet binnen Tagen und das Meer zwei Monate später, wie die geschlossene Verstärkung 1/sqrt(1+(ωτ)²) und die Verzögerung atan(ωτ) sagen. Ihr Kontrast treibt einen Umwälzungswind; landwärts bringt er die Feuchte der Meeresluft, und die latente Wärme des Regens verstärkt genau die Zirkulation, die ihn gebracht hat. Deshalb wächst der Monsun nicht sanft: sobald der Antrieb des Landes positiv wird, springt der Regen binnen einer Woche zum Wolkenbruch, dunkle Wolken rollen vom Meer heran und türmen sich an den Hügeln, die Reisfelder fluten und werden grün; er hält bis in den Herbst an, bis der Antrieb unter die Falte R_c = −M²/(4Dκ) fällt. Halten Sie die Jahreszeit fest, und die Küste ist bistabil: ein feuchter Vorstoß kippt sie ins Nasse, eine Senkung der Heizung oder der Feuchte über die geschlossene Schwelle hinaus trocknet sie für immer aus. Die Feuchtebilanz schließt bis auf Rundung.
Sehen Sie an einem dunstigen Sommernachmittag eine Kaltfront über eine Kleinstadt ziehen. Kalte Luft, sieben Grad kälter und zwei Kilometer mächtig, wird im Westen freigesetzt und läuft als Dichteströmung unter die warme Luft: ihre Nase bewegt sich mit Benjamins Fr·√(g’h) zusätzlich zum Steuerungswind, Tiefe hinter ihr und Geschwindigkeit so, wie es die geschlossene Form von Rottman und Simpson sagt, und Ritters Fächer dahinter. Die warme Grenzschicht wird über die kalte Luft gehoben; oberhalb ihres Kondensationsniveaus bildet sie einen dunklen Böenkragen mit einer Rollwolke längs der Nase und einem Regenvorhang dahinter. Wettermast und Meteogramm der Stadt zeichnen den Temperatursturz, den Drucksprung ρg’h, die Böe und den rechtsdrehenden Wind auf. Schalten Sie auf Margules’ geostrophische Fronten, geneigt mit f·Δv·T/(gΔT): eine vom Wind getragene Kaltfront oder eine Warmfront mit Regen voraus und fallendem Druck. Ohne Dichtekontrast bewegt sich gar nichts.
Sehen Sie aus der Umlaufbahn, wie über dem Nordatlantik ein Sturm geboren wird. Kalte Luft im Norden und warme Luft im Süden bedeuten nach dem thermischen Wind einen Westwind, der mit der Höhe zunimmt - und diese gescherte Strömung ist instabil. Eine Störung von einem halben Hektopascal wächst exponentiell, genau mit der Rate, die das Zweischichtenmodell von Phillips in geschlossener Form liefert, am schnellsten für Wellen von etwa 3,5 Rossby-Radien Länge, rund 4000 km; in wenigen Tagen vertiefen sich Tiefs unter 985 hPa, Hochs bauen sich auf, die Kommawolke steigt dort auf, wo die warme Luft vor jedem Tief aufgleitet, und ein Kaltfrontband zieht hinter ihm her. Das Wachstum endet, wenn die Stürme genug Wärme polwärts getragen haben, um den Gradienten abzuschwächen. Flachen Sie den Temperaturgradienten ab, und die Welle klingt nur ab; vergleichen Sie zwei gleich gestartete Wellenlängen; die Tafel trägt die Wachstumsrate gegen die Wellenzahl auf und verbucht die Wirbelenergie gegen ihre Freisetzung aus der mittleren verfügbaren potentiellen Energie.
Fachen Sie in der Dämmerung über warmem Meer einen tropischen Sturm an: das Meer gibt der einströmenden Luft Wärme bei seiner Oberflächentemperatur, die Ausströmung gibt sie hundert Grad kälter an der Tropopause ab, und diese Carnot-Maschine setzt den stärksten Wind, den der Sturm erreichen kann - die potentielle Intensität. Über einem Meer, das nicht abkühlt, folgt der Wind dem geschlossenen tanh-Gesetz bis zu dieser Grenze; lässt der Sturm das kalte Wasser unter sich aufwühlen, hält er sich niedriger, über einer flachen warmen Schicht viel niedriger; schert man den Wirbel, pendelt er sich schwächer ein; an Land, ohne Wärmezufuhr und über rauerem Grund, klingt der Wind genau als V0/(1 + C_D V0 t/2h) ab. Ohne Temperaturdifferenz gibt es keine Maschine.
Sehen Sie einen Sommernachmittag über der Prärie ein Gewitter aufbauen: die Sonne heizt den Boden, die Mischungsschicht vertieft sich längs der Trockenadiabate und frisst sich in den Deckel darüber, und das gehobene Paket - trocken bis zu seinem Kondensationsniveau, dann gesättigt längs der Pseudoadiabate - zeigt sein CAPE und CIN auf einer Sondierungstafel neben dem Himmel. Schönwettercumuli sitzen an der Wolkenbasis, etwa 125 m hoch je Kelvin Taupunktdifferenz, bis die Thermik das Paket über sein Niveau der freien Konvektion trägt; dann steigt der Turm mit der Geschwindigkeit des Aufwindschlauchs, eines einmischenden Aufwinds weit unter der Formel sqrt(2 CAPE), und breitet sich im Gleichgewichtsniveau zu einem Amboss aus. Sein Regen löst einen kalten Abwind aus, dessen Böenfront die Zelle erstickt. Verstärken Sie den Deckel, und das Gewitter kommt nie; trocknen Sie die Luft in der Höhe, und der Ausfluss wird kälter.
Sehen Sie den Abendwind einen verschneiten Kamm überqueren: stabile Luft, die an der Luvflanke hinaufgedrückt wird, federt zurück und schwingt stromab, und das stationäre lineare Wellenfeld - die Scorer-Gleichung Mode für Mode gelöst - wird als Rauchbänder gezeichnet, die über und hinter dem Kamm steigen und fallen. Über einem breiten Kamm in gleichförmiger Luft steigen die Wellen als Queneys Lösung gerade nach oben, mit einer vertikalen Wellenlänge 2πU/N und einem Widerstand von (π/4)ρNUh0²; unter einer weniger stabilen Schicht darüber wird stromab ein Zug von Leewellen gefangen, sein Kammabstand die geschlossene gefangene Mode, länger mit wachsendem Wind, bis oberhalb einer kritischen Geschwindigkeit nichts mehr gefangen wird. Lentikulariswolken stapeln sich, wo feuchte Schichten über ihr Kondensationsniveau gehoben werden, ein Segelflugzeug steigt im Aufwind, bis dieser seinem Sinken gleicht, und ein für den Wind zu hoher Kamm wird markiert, wo die Stromlinien überschlagen würden.
Blicken Sie in der Polarnacht auf die Nordhalbkugel hinab: der Strahlstrom leuchtet als Band um den Pol, nach seinem Wind gefärbt, mit kalter arktischer Luft, die den Boden auf seiner polwärtigen Seite blau tönt, und warmer Luft auf der anderen Seite orange. Seine Stärke ist der thermische Wind des Kontrasts zwischen Äquator und Pol, 25 m/s für 40 K in 500 hPa. Seine Mäander sind Rossby-Wellen der barotropen Vorticitygleichung: eine freie Welle driftet mit der Formel c = U − β/(k²+l²) nach Osten, weit langsamer als die Ballone, die mit dem Wind treiben, und steht still, wenn U = β/K² ist. Die Rocky Mountains und Tibet erzwingen an die Gebirge gebundene Wellen. Schwächen Sie den Kontrast, wie es eine sich erwärmende Arktis tut, und der Strahlstrom wird langsamer, die stationären Wellen werden kürzer und die Tröge reichen weiter nach Süden; über einem Rücken mit einer einzigen Welle gerät der langsamere Strahlstrom in Resonanz, der Gebirgswiderstand hält ihn dort, und die Welle bleibt blockiert, selbst wenn der Kontrast zurückkehrt.
Sehen Sie El Niño über den äquatorialen Pazifik kommen und gehen, aufgeschnitten von Indonesien bis Peru: die Passatwinde stauen warmes Wasser im Westen und heben die kalte Thermokline im Osten; erwärmen Sie den Osten, und die Passate schwächen sich ab, die Thermokline wird flacher, und der Osten erwärmt sich weiter - die Bjerknes-Rückkopplung -, während die langsame Entladung des Warmwasservolumens das Ereignis etwa anderthalb Jahre später in La Niña verwandelt. Unterhalb einer geschlossenen kritischen Kopplung klingt die Schwingung ab, bei ihr wächst sie weder noch schwindet sie, und ihre Periode ist 2π/ω aus den linearen Eigenwerten, oberhalb davon stellt sich ein Grenzzyklus mit der Amplitude der schwach nichtlinearen Theorie ein. Schicken Sie einen Westwindausbruch oder eine verrauschte Atmosphäre und sehen Sie die Regenwolken nach Osten wandern; schalten Sie die Atmosphäre ab, und die Schwingung ist fort.
Verfolgen Sie in einer dunklen Sternwartenhalle jedes Watt Sonnenlicht durch eine Luftsäule, die auf einer Scheibe der Erde steht. Eine Lampensonne strahlt 340 W/m² ein; eine Wolkendecke und der Boden schicken 30 % in den Weltraum zurück, die Luft absorbiert ein Drittel des Rests, und dreißig graue Schichten geben das Infrarot nach oben und unten weiter. Starten Sie die Säule gefroren bei 170 K oder heiß bei 360 K und sehen Sie beide sich auf demselben Strahlungs-Konvektions-Gleichgewicht nahe 288 K einpendeln: der kritische Temperaturgradient bis zu einer Tropopause nahe 9 km, 350 W/m² Gegenstrahlung, 123 W/m² durch Konvektion nach oben getragen, 237 W/m², die oben austreten. Schalten Sie die Konvektion ab, und der Boden steigt auf 332 K; nehmen Sie die Luft weg, und er fällt auf Te; eine undurchsichtige Schicht ergibt 2^(1/4) Te. Verdoppeln Sie das CO2 für 3,7 W/m² Antrieb und 1,2 K Erwärmung, 2,8 K, wenn der Wasserdampf folgt; verwandeln Sie Wald in Wüste oder Ozean und sehen Sie die Oberfläche sich in Wochen oder Jahren einpendeln.
Sehen Sie die Eiskappen eines Planeten im Licht seiner Sonne: jedes Breitenband absorbiert Sonnenlicht nach seiner Albedo, strahlt ins All ab und teilt Wärme mit seinen Nachbarn. Die heutige Sonne setzt den Eisrand nahe 66 Grad; dimmen Sie sie langsam, und der Rand kriecht zum Äquator, bis bei neun Zehnteln des heutigen Sonnenscheins das helle Eis so viel zurückwirft, dass der ganze Planet mit einem Sprung zufriert. Machen Sie die Sonne wieder heller, und der Schneeball bleibt weit über den Punkt hinaus gefroren, an dem er zufror - er taut erst bei mehr als sechs Fünfteln. Machen Sie Eis und Wasser gleich dunkel, und die Rückkopplung ist weg: das Gleichgewicht ist dann in jedem Band die geschlossene P2-Lösung.
Verfolgen Sie jedes Petagramm Kohlenstoff durch ein Museumsrelief der Erde: Schornsteine verbrennen fossilen Kohlenstoff in die Luft, der Wald zieht ihn herab und lässt ihn in den Boden fallen, der Boden atmet ihn schneller wieder aus, wenn sich die Welt erwärmt, und der Ozean löst ihn - zuerst die dünne Deckschicht, deren Pufferchemie nur ein Zehntel dessen aufnimmt, was ihre Größe vermuten lässt (der Revelle-Faktor), dann über Jahrhunderte der tiefe Ozean. Spielen Sie das Industriezeitalter nach: 667 PgC bis 2025 bringen das CO2 auf 426 ppm, wobei 47 % noch in der Luft sind; halten Sie die Emissionen, und das CO2 übersteigt bis 2100 580 ppm, erreichen Sie 2050 Netto-Null, und es fällt zurück in Richtung 329 ppm. Setzen Sie denselben Kohlenstoff auf einmal oder über zwei Jahrhunderte frei, roden Sie den Wald und sehen Sie, wie der Kreislauf ihn wieder verteilt: die multiexponentielle Antwort des linearisierten Kreislaufs, seine Gleichgewichtsaufteilung und eine exakte Kohlenstoffbilanz werden daneben gezeigt.
Perlen Sie auf einem Labortisch Luft mit gewähltem CO2 durch ein Becherglas Meerwasser und sehen Sie den Indikator umschlagen. Gelöster Kohlenstoff und Alkalinität des Wassers legen seinen pH und die Anteile von gelöstem CO2, Hydrogencarbonat und Carbonation fest, mit den veröffentlichten Konstanten von Lueker, Dickson, Millero, Weiss und Mucci; der Revelle-Faktor sagt, warum der CO2-Druck des Wassers zehnmal schneller steigt als sein Kohlenstoff. Erhöhen Sie das CO2 der Luft, und das Carbonation fällt, bis das Wasser nahe viertausend Mikroatmosphären kein Aragonit mehr halten kann: die Schale am Boden beginnt sich zu lösen, und ihre zwei Einheiten Alkalinität je Kohlenstoff puffern das Wasser knapp unter die Sättigung zurück. Kaltes Wasser gleicher Chemie hält weniger Carbonat. Kohlenstoff in Wasser, Schale und Luft bleibt auf Rundung erhalten.
Sehen Sie den Rauch des Schornsteins einer Ziegelei in der Morgendämmerung über eine Terrassenstadt ziehen. Das heiße Abgas steigt nach Briggs’ Abgasfahnenüberhöhung, dann trägt es der Wind stromab, während die Turbulenz der gewählten Pasquill-Klasse es zum Boden mischt: an einem sonnigen labilen Morgen schlingert es innerhalb weniger hundert Meter herab, an einem neutralen berührt es die Stadt ein paar Kilometer entfernt, in einer ruhigen stabilen Nacht fächert es sich in der Höhe auf und erreicht kaum die Dächer. Lassen Sie einen Inversionsdeckel es über den Häusern einschließen, oder setzen Sie den Deckel unter die Fahne, und die Stadt bleibt sauber. Ein Band über den Dächern zeichnet die bodennahe Konzentration neben der Gaußschen Fahne, eine Station misst sie; bei gleichförmigem Wind und konstantem K setzt sich die Scheibe auf die exakte stationäre Fahne mit ihrem Bodenmaximum 2Q/(eπuH²). Stoppen Sie die Quelle und sehen Sie das Übrige aus dem Tal wehen; die emittierte Masse gleicht stets dem, was in der Luft, abgelagert und fort ist.
Gehen Sie um einen kleinen, mit Gänseblümchen bedeckten Planeten herum, während seine Sonne heller wird. Schwarze Gänseblümchen absorbieren Sonnenlicht und wärmen sich und den Planeten, weiße reflektieren es und bleiben kühl; beide wachsen am besten bei 22,5 °C. So empfangen schwarze Gänseblümchen die schwache junge Sonne, weiße die helle alte, und dazwischen halten beide zusammen den Planeten innerhalb weniger Grad um das Optimum, während sich der kahle Planet um vierzig erwärmen würde - der Koexistenzzweig der Formel auf der Tafel, seine lokalen Temperaturen genau 5 K beiderseits des Optimums. Treiben Sie die Sonne über 1,54, und die weißen brechen in einem Sprung zusammen; dimmen Sie sie wieder, und sie kehren erst bei 1,22 zurück - fahren Sie die Sonne durch und sehen Sie die Hysterese gezeichnet. Schalten Sie auf die Wüste: Pflanzen bringen ihren eigenen Regen mit, und bei derselben Niederschlagsmenge sind eine grüne Savanne und eine kahle Wüste beide stabil, bis eine Dürre die grüne endgültig kippt. Die Flächen werden bis auf Rundung verbucht.
Betrachten Sie von 1850 bis 2300 eine Küstenstadt in der Abenddämmerung über ihre Bucht hinweg, während das Klima auf das Kohlendioxid antwortet, das wir hinzufügen: die Oberfläche und der obere Ozean erwärmen sich innerhalb von Jahren, der tiefe Ozean braucht Jahrhunderte, und das Meer steigt an der Hafenmauer, während sich das Wasser ausdehnt und das Eis schmilzt. Folgen Sie dem niedrigen, mittleren, hohen oder Overshoot-Pfad, oder halten Sie die Konzentration ab heute und sehen Sie die Erwärmung weitergehen - der tiefe Ozean holt noch auf. Verdoppeln Sie das CO2 auf einen Schlag, und die Erwärmung folgt zwei Exponentialfunktionen, einer schnellen von vier Jahren und einer langsamen von über zwei Jahrhunderten; erhöhen Sie es um 1 % im Jahr und lesen Sie die transiente Antwort bei der Verdopplung ab; lösen Sie einen Vulkanausbruch aus und sehen Sie einige Zehntel Grad Abkühlung abklingen. Ändern Sie die Sensitivität und den Ozean, und die Tafel zeichnet jeden Pfad neu; die aufgenommene Energie wird bis auf Rundung gegen die gespeicherte und abgestrahlte Wärme verbucht.
Einige Module gehören zu mehreren Suites. Gemeinsame Experimente haben hier eine einzige Beschreibung.
