系外行星的大氣環(huán)流

連雨辰，胡永云

北京大學 大氣與海洋科學系，北京 100871

0 引 言

截止2022 年5 月10 日，人類已經確認了5 031顆太陽系外行星（簡稱系外行星），還有大量觀測的候選系外行星有待確認. Mayor 和Queloz（1995）在飛馬座一顆類太陽恒星附近發(fā)現的51 Pegasi b 是系外行星探測和科學研究進展中的一個里程碑式的成果，揭開了系外行星探測的序幕. 自那時起，系外行星研究已成為天文和行星科學的一個熱點研究領域. 尤其是他們兩人于2019 年獲得了諾貝爾物理學獎，更是把系外行星探測和研究推向了高潮.圖1 給出的是逐年發(fā)現的系外行星個數. 可以看出，進入21 世紀以來，被確認的系外行星數目整體在逐年增加. 需要說明的是，2014 年和2016 年確認的系外行星異常多，并不是因為這兩年觀測到的系外行星異常多，而是開普勒望遠鏡累積的觀測數據經過分析，在這兩年確認了約2 500 顆系外行星.

圖 1 歷年所確認的系外行星個數，數據來源：exoplanet.euFig. 1 Number of confirmed exoplanets over the years, from exoplanet.eu

系外行星展示了豐富的多樣性，它們的質量、運行軌道、物理屬性等與太陽系行星均有很大的不同，這些改變了我們對太陽系行星的傳統認知. 圖2給出的是系外行星質量與軌道半長軸分布圖. 可以看出，已確認的系外行星質量分布很廣，從木星質量的0.001 倍到10 倍均有. 軌道半長軸最小小于0.01 AU，相對應的公轉周期只有幾個小時（Malavolta et al., 2018），而太陽系距離太陽最近的水星軌道半徑為0.39 AU，公轉周期為88 天. 系外行星公轉軌道偏心率最大可達0.97（Jones et al., 2006），而太陽系行星的軌道偏心率均在0.2 以下.

圖 2 系外行星質量—公轉半長軸分布圖. 其中紅、藍、綠和褐色分別代表凌星法、視向速度法、微引力透鏡法和直接成像法發(fā)現的系外行星. 縱軸以木星質量為單位，橫軸是天文單位（日地之間平均距離，大約為 1.5 億千米）. 數據來源：exoplanets.orgFig. 2 Exoplanet mass-separation relationship. Red, blue, green and brown dots represent exoplanets discovered by the transit method, radial velocity method, microlensing method and direct imaging method, respectively. The vertical axis is in Jupiter mass, and the horizontal axis is in astronomical units (the average distance between the Sun and the Earth, about 150 million kilometers), from exoplanet.org

圖2所示的系外行星質量—軌道半長軸分布顯示系外行星主要集中在三個區(qū)域. 這是由于目前的探測方法造成，而不是系外行星的實際分布規(guī)律.目前最有效的系外行星探測方法是凌星法（transit）和視向速度法（radial velocity），兩者發(fā)現的系外行星主要是質量較大和距離恒星較近的行星. 目前發(fā)現的絕大多數系外行星的質量都比地球大.

（1）視向速度法通過分析恒星的光譜變化來確定其附近存在行星. 如果一顆恒星附近存在行星，恒星和行星圍繞他們的共同質心運動，當恒星遠離地球時，恒星光譜會因多普勒效應而向紅端移動，而當恒星靠近地球時，恒星光譜向藍端移動. 因此，根據恒星光譜的變化，就可以確定行星的質量范圍，目前視向速度法的測量精度在cm/s 相對運動量級（Wilken et al., 2012）. 視向速度法的缺點是，恒星光譜的偏移量與行星/恒星質量比和行星軌道與地球視線方向之間的夾角有關，夾角越大系外行星質量誤差越大，因此只能測量行星的最低質量，質量小于0.3 木星質量的行星也難以測量（竇江培等，2014）. 視向速度法無法像凌星法那樣在同一時間觀測較多的行星，另外，視向速度法無法確定行星的體積.

（2）凌星法是根據行星對恒星輻射的遮擋探測系外行星的. 當行星運行到恒星前面時，它將遮擋恒星輻射，導致恒星光度下降. 如果能夠周期性地觀測到恒星光度的減弱，就可以確定有行星圍繞恒星運行，類木行星能遮擋約1%的恒星光度. 凌星法更適宜探測距離恒星較近的行星，因為較遠的行星需要更長的探測時間和更苛刻的觀測條件，大部分通過凌星法發(fā)現的行星軌道半長軸都小于1 AU.

圖3給出的是系外行星的質量分布. 可以發(fā)現兩個峰值，一個是質量在地球和海王星之間的次海王星，另一個大約是木星質量的巨行星，這兩者之間存在質量分離（mass gap）現象. 目前還不太清楚這一質量分離現象是行星分布的普遍規(guī)律，還是由于目前探測方法造成的. 這是關于行星形成和演化研究領域的一個熱點問題. 根據圖3，類地行星似乎較少，這主要是由于凌星法和視向速度法均更適合探測質量和體積較大的行星，相對來講，質量較小的行星質量更難測量.

目前已確認的系外行星，大致可以分以下幾類：

（1） 熱木星：這類行星是氣態(tài)巨行星，其質量和體積與太陽系木星相當，而且靠近其主星. 因為它們距離恒星很近，大部分熱木星被認為處于潮汐鎖定狀態(tài)，一面永遠朝向恒星，而另一面永遠背對恒星（Showman and Guillot, 2002）. 因此，其朝陽面溫度在1 000 K 以上（Showman et al., 2008a），甚至高達4 000 K 以上. 與太陽系木星165 K 的溫度相比，熱木星的朝陽面溫度顯然是很高的，因此稱為熱木星.

圖 3 目前發(fā)現的系外行星質量和數量占比關系. 上側標注了太陽系八大行星所對應的質量大小. 可以看出，系外行星中數量較多的主要有三類：質量略大于地球的超級地球（SuperEarth）、質量小于海王星的次海王星（SubNeptune）和質量在木星附近的巨行星（GiantPlanets），在這三者之間存在質量分布的不連續(xù)（mass gap）. 數據來源：Extarsolar Planets Encyclopedia（2022-05-10）Fig. 3 The relationship between the mass and the number of exoplanets. The upper marks the masses corresponding to the eight planets in our solar system. The most kinds of exoplanets are three main types: SuperEarth with a mass slightly larger than Earth, SubNeptune with a mass smaller than Neptune, and GiantPlanets with a mass near Jupiter. There are mass gaps between them. From Extarsolar Planets Encyclopedia (May 10, 2022)

（2） 溫木星、冷木星和超熱木星：這類行星也是氣態(tài)巨行星，因為距離主星較遠，溫木星的輻射平衡溫度在300～1 000 K 左右，公轉半長軸在0.1～1 AU，而冷木星的輻射平衡溫度小于300 K，公轉半長軸大于1 AU（Showman et al., 2020）. 超熱木星距離主星相當近，公轉半長軸一般小于0.03 AU，因此被完全潮汐鎖定，其朝陽面被強烈加熱以至于氫分子發(fā)生了熱離解（Arcangeli et al., 2018）.

（3） 類地行星：目前確認的類地行星大約有幾百顆. 其中有可能表面覆蓋巖漿的行星 （Rouan et al., 2011），質量與地球相當或略大于地球質量的類地行星超級地球（Super-Earth）（Borucki et al., 2011），還有表面覆蓋深層海洋的海洋行星（Charbonneau et al., 2009）. 因為銀河系恒星超過80%是紅矮星（Charbonneau et al., 2009），目前所發(fā)現的類地行星絕大多數是圍繞紅矮星運行的.紅矮星的輻射溫度大約是 3 000 K，這些類地行星基本上也是潮汐鎖定的. 次海王星大小介于地球和海王星之間，半徑在2～4 個地球半徑，其在分類上也屬于巖石行星，有時候被算作超級地球（Bean et al., 2020; Innes and Pierrehumbert, 2022）.

除了系外行星之外，還有一類星體值得注意，那就是褐矮星. 褐矮星最早在1990 年代被發(fā)現（Nakajima et al., 1995; Rebolo et al., 1995），其質量遠小于恒星，大約是木星質量的10～80 倍，是介于恒星和行星之間的星體. 其質量不足以點燃內部的氫核聚變反應（Burrows et al., 1993），但重力坍縮和氘聚變、鋰聚變（65 個木星質量以上發(fā)生）等反應仍能提供能量（Milsom and Burrows, 2002;Spiegel et al., 2011），使其保持最高2 000 K、最低200K 左右的溫度（Showman et al., 2020）. 傳統上，我們認為恒星是依靠內部核聚變反應而發(fā)光放熱，而行星僅接收恒星輻射，其內部釋放很弱的熱量. 褐矮星的發(fā)現顛覆了我們對恒星與行星差別的認知，因為從質量分布和內部能量釋放的角度來講，恒星、褐矮星和行星是連續(xù)的，并不存在恒星和行星之間的區(qū)分. 褐矮星可以獨立存在，也可環(huán)繞恒星運動（Casewell et al., 2012）. 排除磁場特性和組成元素的差異，在大氣環(huán)流方面，褐矮星可以被視作體積較大的、具有更多內部通量的木星，具有類似木星的條帶狀風場（Showman et al., 2019）.

本文將集中綜述不同類型系外行星和褐矮星大氣環(huán)流的研究進展. 目前，系外行星和褐矮星的大氣環(huán)流研究主要集中于以下幾個方面：（1）行星和褐矮星的物理學性質，如自轉周期、重力加速度、磁場強度如何影響大氣運動；（2）行星和褐矮星的外部輻射和內部熱量如何影響大氣運動；（3）大氣成分和云組分如何影響輻射傳輸和大氣運動；（4）行星和褐矮星大氣運動對觀測的意義；（5）類地行星大氣環(huán)流及其對行星宜居性探測的意義. 本文將按照系外行星和褐矮星的分類對這些方面的進展給與綜述. 第1 節(jié)介紹氣態(tài)巨行星大氣環(huán)流；第2 節(jié)介紹類地行星大氣和海洋環(huán)流、氣候和宜居性；第3 節(jié)介紹褐矮星大氣環(huán)流；最后給出總結和該領域的研究展望.

1 氣態(tài)巨行星

1.1 觀測結果

系外氣態(tài)巨行星的觀測可以從多個波段進行，從可見光波段可以獲得行星反射恒星光的反射譜，反射譜可以說明有多少星光進入了行星大氣層，從而確定行星的能量收支情況（例如， Brandeker et al., 2022）. 反射譜可以用來推測行星的云分布（Heng and Demory, 2013），反射譜的吸收線還可以用來確定行星的元素豐度（Seager and Sasselov,2000）.

圖 4 （a）熱木星HD 209458b 在4.5 μm 紅外波段發(fā)射譜的去相關光變曲線；（b）放大局部. 凌星主食：即行星旋轉至主星和地球之間；凌星次食：即行星旋轉至恒星背后. 相位0.2 處的高值可能是系統誤差（修改自Zellem et al. 2014）；（c）凌星相位示意圖（修改自Winn, 2010）Fig. 4 (a) The decorrelated light curve of the hot Jupiter HD 209458b in the 4.5 μm band; (b) The enlarged part.Transit means the planet rotates between the star and the Earth; Occultation (Secondary eclipse) means the planet rotates behind the star. The high value at 0.2 may be a systematic error (modified from Zellem et al., 2014);(c) A schematic diagram of the transit phase (modified from Winn, 2010)

從紅外波段可以獲得行星自身大氣的發(fā)射譜（Knutson et al., 2012）. 圖4 給出的是凌星法觀測的熱木星熱輻射通量隨時間的變化，也稱為光變曲線. 這里的輻射通量是恒星和行星的總輻射通量. 可以發(fā)現，光變曲線有兩個突然下凹的變化. 在凌星主食時（圖4a），總輻射通量降低了大約1.5%. 在凌星次食時（圖4b），因為熱木星完全被恒星擋住，此時輻射通量的減少主要是熱木星朝陽面的輻射通量，約是總輻射通量的0.5%. 如果周期性地觀測到凌星光譜的變化，就可以確定有行星圍繞恒星運轉. 圖4a、4b 光變曲線扣除U 型凌星和次食部分之后類似于正弦曲線，在凌星主食之前，曲線處于波谷，而在進入凌星次食之前，曲線達到波峰.這是因為在主食附近，熱木星背陽面朝向地球，背陽面溫度較低，輻射通量較弱. 在進入次食之前，熱木星朝陽面朝向地球，朝陽面溫度較高，輻射通量也較大.

如果熱木星不存在大氣運動，那么光變曲線的最大值應該對應的是熱木星朝陽面星下點的位置，也就是凌星次食的時候. 但大多數熱木星光變曲線均顯示了波峰位于次食之前，而且，光變曲線波谷也位于主食之前. 這說明大氣環(huán)流的熱量輸送使得熱木星溫度最高點和最低點的位置發(fā)生了偏移，也就是熱點偏移（hotspot shift）. 通過將熱木星紅外發(fā)射光譜表征為行星經度的函數，相位曲線均表明了大多數熱木星存在熱點東移現象，與赤道西風有關（Knutson et al., 2012; Stevenson et al., 2014）.

但一些觀測表明，部分熱木星的熱點不在星下點的東側而是在西側，這可能由多種因素導致. 非潮汐鎖定的熱木星可能因為赤道東風而導致熱點西移（Rauscher and Kempton, 2014）；熱木星大氣溫度較高，達到1 500 K 以上時，熱木星大氣中的Na 等元素發(fā)生熱電離，帶電風場與熱木星磁場作用產生的磁應力可能驅動東風，從而引發(fā)熱點西移（Rogers and Komacek, 2014; Rogers, 2017; Dang et al., 2018）；熱木星存在的云層會影響朝陽面和背陽面的熱輸送，以及朝陽面的輻射加熱，會導致熱點偏移量減少（Parmentier et al., 2021），也有可能引起熱點西移（Demory et al., 2013; Shporer and Hu,2015）.

超熱木星具有和典型熱木星一樣的向東的熱點偏移，而且光變曲線和典型熱木星差別不大. 但偏心率較大的溫木星與熱木星不同，其光變曲線形狀取決于面對地球的方向. 溫木星的自轉速度較快，觀測到的溫木星的熱點和冷點隨著溫木星旋轉而移動，因此，光變曲線在一個自轉周期內發(fā)生震蕩（ Langton and Laughlin, 2008; Cowan and Agol,2011; Lewis et al., 2017）.

以上觀測結果表明，系外氣態(tài)巨行星的熱力結構與大氣環(huán)流密切相關，這些觀測現象需要用大氣環(huán)流理論來解釋. 數值模式模擬可以幫助我們理解觀測行星大氣熱力結構. 以下，我們將結合理論和模擬結果綜述氣態(tài)巨行星大氣環(huán)流研究進展.

1.2 熱木星

1.2.1 基本理論

根據目前的行星形成理論，氣態(tài)行星在距離恒星較遠的雪線，再遷移到距離恒星較近的軌道（Lin et al., 1996）. 一旦氣態(tài)行星的軌道靠近其主星，在恒星引力的作用下，將被潮汐鎖定. 典型熱木星進入潮汐鎖定狀態(tài)的時間尺度為（Guillot et al., 1996）：

其中

G

是引力常量，

a

是公轉半長軸，

M

是主星質量，

M

是行星質量，

Q

～10是潮汐鎖定阻力因子， Ω、

R

和

M

分別是行星的公轉周期、半徑和質量. 因此對于半徑相當于木星、公轉半長軸為0.05 AU 的經典熱木星來說，潮汐鎖定的時間尺度一般在百萬年量級，遠小于熱木星系統的壽命（Hurley et al., 2002; Bolmont and Mathis, 2016）.而氣態(tài)行星和主星距離超過0.3 AU 之后，潮汐鎖定的時間尺度就會和系統壽命相當，因此在此距離之外的氣態(tài)巨行星一般不會被潮汐鎖定，屬于溫木星或冷木星.熱木星的半徑可達上萬千米. 隨著自上而下氣壓的增加，熱木星大氣的流體屬性將發(fā)生很大的變化. 例如，氫氣在巨大壓力下具有金屬屬性，這已超出了普通流體的研究范疇. 一般來講，關于熱木星的大氣環(huán)流主要指其天氣現象發(fā)生的層次，也就是熱木星上層具有熱力對流和形成云的大氣層. 天氣層的大氣厚度相對于行星半徑是很薄的一層，所以，通常認為大氣水平運動的尺度遠大于垂直運動，熱木星的水平運動尺度大約為10～10km，垂直運動尺度，也就是大氣標高，大約為500 km 左右.相對應地，垂直運動速度相對于水平運動也較弱，大約只有水平運動速度的百分之一. 因此，一般認為熱木星天氣層處于準靜力平衡狀態(tài)（Showman et al., 2008b），即 ?

p

/?

z

=-ρ

g

，其中

p

是氣壓，

z

是高度，

ρ

是密度，

g

是重力加速度.

在通常情況下，大氣的風速遠遠小于聲速，一般假定大氣是不可壓縮的流體，無需關注聲波. 但某些熱木星的風速有可能接近甚至超過聲速，這帶來了大氣可壓縮的問題. Mayne 等（2014, 2017）、Mendon?a 等（2016）對可壓縮大氣模式進行了測試，發(fā)現在熱木星大氣數值模式中，可壓縮和不可壓縮大氣的運行結果差距不大，風速差異只有不到10%.

對于旋轉流體，羅斯貝變形半徑（Rossby deformation radius）

L

被用來衡量大氣運動受地轉偏向力科里奧利力（Coriolis force）影響的程度. 當運動尺度小于羅斯貝變形半徑時，運動中的地轉效應可以忽略，而大于等于時必須考慮科里奧利效應. 羅斯貝變形半徑通?？蓪憺椋ˋndrews et al.,1987）：

和

其中

N

為浮力頻率，可以視為一層流體因為擾動而偏離平衡位置，在浮力和重力作用下上下振動的本征頻率，而這種振動在旋轉流體中向外傳播則被稱為慣性重力波（inertial gravity wave）.

H

為大氣標高，

β

是科里奧利加速度

f

的經向梯度?

f

/?

y

，

f = 2

Ω sin

φ

，

φ

是緯度， Ω是自轉周期，eq 表示赤道區(qū)域，offeq 表示在赤道外區(qū)域.

NH

可以被視作單層大氣中重力波傳播的相速度.潮汐鎖定的熱木星公轉和自轉周期相等，平均約3～5 個地球日. 緩慢的自轉導致了熱木星相對較弱的科里奧利效應，赤道區(qū)域的羅斯貝變形半徑

L

～ 5 × 10m，赤道外區(qū)域的羅斯貝變形半徑

L

～ 4 × 10m，兩者都大于行星半徑的一半. 相對來講，太陽系木星自轉周期只有約10 小時，相應的羅斯貝變形半徑只有其行星半徑的十分之一.因此，對較小空間尺度的熱木星的大氣運動而言，基本可以忽略水平方向的科里奧利力，而主要考慮作用于垂直運動的科里奧利力. 正如在地球的赤道區(qū)域，對于小尺度的垂直運動，且水平方向氣壓梯度力主要由摩擦力和慣性力來平衡，地轉偏向力的作用可以忽略不計. 另一方面，熱木星的羅斯貝變形半徑較大，赤道區(qū)域更為寬廣，赤道大氣波動甚至可以延伸到中緯度地區(qū).為描述熱木星大氣環(huán)流，我們從大氣水平動量方程（4）開始，其中

u

代表水平速度矢量，

ρ

代表密度，

p

代表氣壓， ▽代表水平散度，

F

代表摩擦：

將動量方程中的物理量無量綱化，用具體的尺度表示，則動量方程中的三項可以變?yōu)槭?（5） 的形式，

U

是風速尺度，

L

是水平運動尺度，

T

是時間尺度. 通過后兩項相除，可以得到一個無量綱數-羅斯貝數

R

o

≡U/fL

. 第一項和第三項相除，可以得到時間羅斯貝數

R

≡ 1/fT

. 時間羅斯貝數可以用來表示運動受到科里奧利力影響的時間尺度.在地球上這個時間尺度大約是3 小時，小于3 小時的大氣運動可以看作不受地轉偏向力影響，如龍卷風.當羅斯貝數大于1 時，大氣運動的旋轉效應不顯著，而當

R

?1時，旋轉效應和科里奧利效應主導了大氣運動. 此時唯一平衡

fU

項的是壓強項，我們可以得到

f

×

u=

(

-1/ρ

)▽

p

，這也恰恰是式（4）除以羅斯貝數后的0 階方程. 這個關系我們稱之為地轉平衡，其中當

f ＞

0 時，風場圍繞低氣壓區(qū)域逆時針旋轉，圍繞高氣壓區(qū)域順時針旋轉. 對于熱木星來說，大部分熱木星因為其慢速自轉，往往在兩極區(qū)域

R

才會小于1，表現為兩級區(qū)域的科里奧利效應主導和地轉平衡.

對于氣態(tài)巨行星來說，當其內部壓強大于1 Mbar、溫度在 2 000 K 以上時，氫分子的電子就會變成自由電子，從而形成高導電率的金屬氫（Nellis, 1997），金屬氫因為旋轉而產生的電流激發(fā)了感應磁場. 熱木星的高溫會導致其大氣中Na、K、Ca 等元素的電離（Batygin et al., 2013），這種帶電粒子的運動和磁場相互作用，預計會產生強大的歐姆阻力. 較為簡單的大氣模式會在接近底層的區(qū)域添加摩擦阻力項) =-/τ， 其中τ 為摩擦時間尺度.來模擬這個效果.

1.2.2 輻射效應

主導熱木星大氣環(huán)流的主要驅動力來自于恒星輻射加熱，恒星輻射造成的朝陽面和背陽面之間巨大的溫差是驅動熱木星大氣運動的主要因素. 熱木星大氣的加熱過程與地球大氣不同，熱木星的大氣直接吸收恒星輻射而被加熱，也就是恒星輻射先加熱熱層大氣，再通過紅外輻射加熱下層大氣. 目前，熱木星大氣輻射傳輸過程一般采用簡單的處理方式，比如牛頓冷卻模型. 牛頓冷卻模型假設大氣不同壓強處存在一個輻射平衡溫度

T

，而局地實時溫度在固定的時間尺度

τ

冷卻到輻射平衡溫度，局地冷卻速率

q

為：

輻射平衡溫度受到晝夜溫差的限制:

其中

T

是參考溫度-氣壓關系，

μ

是入射角的余弦，

p

是星光入射最深處的壓強，

p

是模式頂層壓強，

ΔT

和

ΔT

是頂部和底部溫差. 通過比較輻射時間尺度和大氣水平運動時間尺度，可以確定熱木星處于強輻射狀態(tài)還是弱輻射狀態(tài).

如果輻射時間尺度大于平流尺度時，輻射加熱將被大氣環(huán)流輸送到背陽面，朝陽面—背陽面溫差較弱. 相反情況下，恒星輻射加熱將很快在朝陽面輻射回太空，很少被輸送到背陽面，使得熱木星的晝夜（朝陽面—背陽面）溫差變大（Showman and Guillot, 2002; Komacek and Showman, 2016）. 在熱木星的光球層附近，熱木星的紅外光子能夠出射到宇宙空間，輻射時間尺度的表達式為（Showman and Guillot, 2002; Cooper and Showman, 2005）：

其中

c

是大氣恒壓比熱容，

σ

是玻爾茲曼常數，

g

是重力加速度.

另外一種對輻射的處理方法是輻射雙流模型（two streams），這種模式假設每一點的大氣柱都是一維的，且將入射短波和出射長波分開來積分計算，通過改變每層大氣的不透明度來模擬大氣對輻射的吸收和發(fā)射作用. Perna 等（2012）是第一個將這個模式運用于熱木星模型的，證明當全球輻射平衡溫度大于2 000 K 時晝夜溫差會很大，而小于1 500 K 時晝夜溫差將因為大氣平流運動而被削弱很多.

簡單的輻射模型并不能很好模擬熱木星大氣中的化學和成云過程. 目前，已有證據表明這些過程存在于熱木星大氣，如透射光譜中觀察到的瑞利散射信號（例如， Pont et al., 2013; Heng, 2016; Sing et al., 2016; Barstow et al., 2017）和次食時的云層反射（Angerhausen et al., 2015; Esteves et al., 2015）.對于化學反應，在化學平衡狀態(tài)下最常見的碳化合物是CH（Visscher and Moses, 2011; Knutson et al.,2012），光化學反應還會生成更長碳鏈的化合物，形成光化學霧霾（Kempton et al., 2017）. 關于熱木星云形成過程，現有的研究表明，MgSiO、AlO、TiO 等云層在溫度高于1 500 K 的大氣層形成（例如，Chen et al., 2021），而MnS、ZnS 等云層在溫度低于1 500 K 的大氣層形成（Wakeford and Sing, 2014）.對于熱木星來說，朝陽面的云會增加短波反照率，因此朝陽面的云起到降溫作用，而背陽面的云發(fā)射長波，具有溫室效應. 總體來講，這些云層并不能顯著改變熱木星的大氣環(huán)流（Lee et al., 2016; Parmentier et al., 2016; Roman and Rauscher, 2019）.

1.2.3 超級旋轉

對于自西向東旋轉的行星，如果在赤道區(qū)域出現西風，說明大氣運動速度超過行星自轉速度，這種現象被稱為超級旋轉. 超級旋轉現象已在太陽系行星觀測到，如金星（Mitchell and Vallis, 2010;Lebonnois et al., 2012）、木星（Schneider and Liu,2009）、土星（Kundt, 1983）等，地球大氣平流層中下層準兩年周振蕩的西風位相也是超級旋轉.

從角動量守恒的角度描述超級旋轉，就是圍繞行星旋轉軸的單位質量角動量

M =

(

Ω

a

cos

φ+u

)

a

·

cos

φ

超過了赤道表面零風場對應的單位角動量Ω

a

，其中

a

代表行星半徑. 數值模擬試驗表明，熱木星盛行赤道超級旋轉（Liu and Showman, 2012;Cho et al., 2015; Parmentier et al., 2016; Mayne et al.,2017; Mendon?a, 2020）. 圖5 給出的是熱木星溫度和風場分布，可以看到在赤道南北緯20°的范圍內出現了西風急流. 對于大多數熱木星模型來說，無論采用牛頓冷卻模式，還是包含輻射傳輸的模型，只要存在晝-夜強迫的加熱情況，均會激發(fā)赤道區(qū)域的超級旋轉急流. 赤道急流還會影響赤道區(qū)域的溫度分布，造成最熱點與星下點的偏離.

圖 5 熱木星 HD 209458b 模型在達到穩(wěn)定后的結果（修改自Showman and Guillot, 2002）.（a）0.4 bar 處的結果；（b）6 bar 處的結果；（c）100 bar 處的結果.灰度顯示等壓線情況，矢量顯示風向，最大風速從上到下分別為1 541 m/s 、1 223 m/s 和598 m/sFig. 5 Results of the hot Jupiter HD 209458b model in equilibrium (modified from Showman and Guillot, 2002) at 0.4 bars, 6 bars and 100 bars from top to bottom. The grayscale map is the isobar map with arrows showing wind directions, and the maximum wind speed from top to bottom is 1 541 m/s, 1 223 m/s and 598 m/s

Showman 和Polvani（2010, 2011）首先提出了熱木星的超級旋轉機制，并在之后10 年得到了學界的廣泛認可. 熱木星大氣熱力結構的突出特征是巨大的晝夜溫差，尤其在赤道地區(qū). Matsuno（1966）和Gill（1980）基于地球大氣指出，如果赤道地區(qū)存在區(qū)域熱力異常，該熱力異常將在赤道區(qū)域產生羅斯貝波（Rossby wave）和開爾文波（Kelvin wave），羅斯貝波位于赤道外，并且向西傳播，而開爾文波沿赤道向東傳播，這便是著名的 Matsuno-Gill 模型. Showman 和Polvani（2011）證明了Matsuno-Gill 模型也適用于熱木星的大氣強迫.

圖6顯示熱木星上赤道區(qū)域的開爾文波向東傳播，中緯度區(qū)域羅斯貝波向西傳播. 熱木星大氣赤道區(qū)域溫度高值受超級旋轉西風氣流影響向東移動，中緯度地區(qū)溫度高值向西運動. 在北半球形成西北—東南傾斜的風場，在南半球形成西南—東北傾斜風場. 這種風場可以通過波動向赤道區(qū)域輸送角動量，從而激發(fā)和維持赤道區(qū)域的超級旋轉流（Showman and Polvani, 2011）. 熱木星赤道超級旋轉流速度可達3 000 m/s 左右（Tsai et al., 2014;Hammond and Pierrehumbert, 2018）.

圖 6 （a）熱木星淺水方程的數值解，顏色圖代表位勢高度場，箭頭代表風向，經緯（0°, 0°）代表星下點，X 號代表最熱點；（b）動量向赤道輸送的示意圖（修改自Showman and Polvani, 2011）Fig. 6 (a) The numerical solution of the hot Jupiter shallow water cases. The colormap shows the geopotential height， the arrows show the wind, the (0°, 0°) shows the substellar point, and the X shows the hottest spot;(b) The momentum are transported equatorward (modified from Showman and Polvani, 2011)

熱木星數值模式對天氣層與下層大氣之間摩擦作用的敏感性試驗的結果表明，在摩擦增大的情況下，氣壓梯度力將與摩擦力平衡，科里奧利力作用減弱，導致在朝陽面形成輻散，而背陽面形成輻合，使羅斯貝-開爾文波的空間結構和傾斜結構被削弱，赤道超級旋轉將消失，取而代之的是，從星下點經過兩邊晨昏線流向背陽面的發(fā)散流（Showman et al., 2012）. Liu 和Showman（2012）測試了不同初始條件下的熱木星流場，證明初始條件對熱木星的超級旋轉影響不大，盡管在10 bar 處存在一些差異，但在高層和中層大氣中，風場狀態(tài)和溫度結構基本不受初始條件影響，赤道上空西風風速最大值高達3 500 m/s.

1.2.4 非潮汐鎖定熱木星

Showman 等（2009）、Rauscher 和Kempton（2014）等人探究了非潮汐鎖定和零傾角的熱木星大氣環(huán)流情況. Showman 等（2009）、Rauscher 和Kempton（2014）對熱木星模型進行了不同旋轉速率的測試，旋轉速率分別為潮汐鎖定狀態(tài)的0.5～2 倍，而行星傾角為零.

結果顯示，除了赤道區(qū)域的超級旋轉流依舊存在，中高緯度區(qū)域也出現了西風急流. 一般來說，當行星自轉速率降低，因為羅斯貝變形半徑增大，行星上的急流會變寬，但熱木星模型中急流變窄，這說明非潮汐鎖定的熱木星具有和潮汐鎖定的熱木星不同的動力學性質. 另一方面，非潮汐鎖定熱木星也存在無超級旋轉的情況，如圖7b 所示，在自轉周期較長時（6.6 天），熱木星赤道區(qū)域的超級旋轉可能消失，而盛行東風. Mendon?a（2020）同樣發(fā)現自轉周期超過5 天的熱木星可能存在赤道東風的現象，這可能與輻射時間尺度和自轉周期有關. 具體輻射時間和自轉周期的關系，我們將在下一節(jié)論述.

1.3 溫木星

圖 7 非鎖定熱木星模式的平均緯向風場. （a, c）熱木星HD 189733b 的模擬，公轉周期為2.2 天；（b, d）熱木星 HD 209458b 的模擬，公轉周期為3.3 天. 圖（a, b）自轉周期為公轉周期的兩倍（4.4 天和6.6 天）；圖（c, d）自轉和公轉周期相等，處于潮汐鎖定狀態(tài)（修改自Rauscher and Kempton, 2014）Fig. 7 Zonal-mean zonal wind fields for non-synchronously hot Jupiter models. (a, c) A simulation of the hot Jupiter HD 189733b,with an orbital period of 2.2 days; (b, d) The right column is a simulation of the hot Jupiter HD 209458b, with an orbital period of 3.3 days. The rotation period is twice than the orbital period (4.4 days and 6.6 days) at the upper row, and the rotation and orbital periods are equal at the bottom row (modified from Rauscher and Kempton, 2014)

溫木星是一類公轉周期較長的氣態(tài)巨行星，輻射平衡溫度300～1 000 K，由于溫木星距離主星較遠，目前探測較為困難，但通過凌星法、視向速度法和直接成像法還是發(fā)現了數十顆溫木星. 凌星法發(fā)現的溫木星公轉周期一般在10～30 天左右，直接成像法發(fā)現的溫木星公轉周期要長得多（Ortiz et al., 2014; Brahm et al., 2016; Barragán et al., 2017）.

式（1）可以用來估計潮汐鎖定所需的時間，對于一顆與木星類似、公轉半長軸為0.3 AU 的溫木星來說，其潮汐鎖定時間尺度在數百億年，遠遠超過系統壽命. 因此，公轉半長軸大于0.2 AU 的溫木星不處于潮汐鎖定狀態(tài)，具有自轉速率、傾角和偏心率的多樣性. 當輻射時間尺度小于自轉周期，溫木星的溫度將在較短時間松弛到晝夜強迫的狀態(tài)，強烈的晝夜溫差會導致類似典型熱木星的赤道超級旋轉. 而當輻射時間尺度長于自轉周期時，經向溫度梯度變弱，赤道-極地溫差占據主導，從而激發(fā)中緯度急流和赤道東風，溫木星的狀態(tài)就是這兩個狀態(tài)的過渡（Showman et al., 2015）.

考慮到公轉半長軸和輻射平衡溫度

T

的關系：

以上是針對傾角為零的溫木星. 如果溫木星存在自轉軸傾角，恒星星下點將在赤道兩側移動，從而產生季節(jié)變化（Langton and Laughlin, 2008;Rauscher, 2017; Ohno and Zhang, 2019a, 2019b）. 對于傾角較小和溫木星輻射時間尺度較大的情況，傾角對溫木星大氣運動影響不大. 但傾角一旦超過54°，則兩極區(qū)域收到的輻射平均值會超過赤道，導致熱風方程關系的改變（Ohno and Zhang, 2019a）. 這種情況下中緯度熱成風在夏半球（極地溫度高于赤道）將是東風，而在冬半球（赤道溫度高于極地）保持西風. 對于潮汐鎖定的行星來說，如果存在傾角，恒星星下點將在南北半球成“8”字形往返擺動. Rauscher（2017）進一步展示了溫木星的溫度分布有可能落后于輻射加熱，如圖8 所示. 當傾角為30°時，溫木星中緯度存在西風，且赤道溫度比兩極高. 傾角在60°和90°時兩極將接受更多的恒星照射，從而在夏半球中緯度出現隨季節(jié)變化的東風.

圖 8 潮汐鎖定不同傾角狀態(tài)下的相位溫度分布，橫軸為時間相位，黑色虛線表示星下點的南北移動. 從上到下行星傾角分別為30°、60°和90°（修改自Rauscher,2017）Fig. 8 Temperature with different eccentricity of tidally locked planets. The horizontal axis shows the time, the black dotted line shows movement of the substellar point, and the planetary inclination from top to bottom are 30°, 60°and 90°, respectively (modified from Rauscher, 2017)

從輻射時間尺度來說，當輻射時間尺度短于一個自轉周期時，溫木星表層產生強烈的晝夜溫差對比. 當輻射時間尺度大于自轉周期但短于軌道周期、而且傾角小于18°時，全球溫度相對比較平均. 相反，則出現季節(jié)變化. 當輻射時間尺度大于軌道周期、且傾角小于54°時，赤道溫度最高，季節(jié)變化較弱，中緯度盛行西風. 而當傾角大于54°時，兩極溫度在夏季最高，夏半球中緯度盛行東風.

對于潮汐鎖定的熱木星而言，不用考慮公轉軌道的偏心率，因為潮汐鎖定行星的軌道通常被認為是圓形的. 但對于距離恒星較遠的溫木星，其公轉軌道可能是橢圓的，偏心率將導致溫木星在近主星點和遠主星點之間運動，從而影響溫木星接收的恒星輻射. 對于偏心率較大的溫木星來說，在近主星點附近會受到強大的潮汐力作用，因此在這一位置溫木星會進入“偽鎖向”狀態(tài)，暫時一個面面對主星，這種瞬時加熱也會導致赤道波的形成，從而驅動超級旋轉. 溫木星的大氣響應需要時間，因此雖然之后溫木星會遠離主星，加熱的結構也會繼續(xù)留存，從而在較長時間內保持赤道超級旋轉（Langton and Laughlin, 2008; Kataria et al., 2013; Lewis et al.,2017）. 在這種情況下晝夜強迫激發(fā)的超級旋轉流也會遵循大氣運動規(guī)律，具有羅斯貝變形半徑尺度的空間寬度.

圖9對所有溫木星模式進行了總結. 大氣動力學模式可以分成五個類型，涵蓋晝夜強迫、極地強迫和赤道強迫，風場也分為赤道超級旋轉、中緯度西/東風、全球超級旋轉等幾個類型.

圖 9 隨自轉周期、輻射時間尺度、公轉周期和行星傾角而變化的溫木星大氣運動模式（修改自Ohno and Zhang, 2019a）Fig. 9 Circulation patterns of warm Jupiter influenced by rotation period, radiation time scale, orbital period and planetary inclination(modified from Ohno and Zhang, 2019a)

1.4 冷木星

目前通過視向速度法我們發(fā)現了一些冷木星，公轉半長軸在1～10 AU 之間（Starovoit and Rodin,2017; Dalal et al., 2021），而直接成像法則發(fā)現了一些公轉半長軸幾十AU 的冷木星（Christian et al.,2008）. 目前發(fā)現的冷木星大多數都處于恒星系形成早期，處于恒星吸積盤之內，因此這些冷木星還可能吸收物質變得更大（Christian et al., 2008;Thayne et al., 2022）.

排除磁場特性和組成元素區(qū)別，僅從大氣環(huán)流的角度來看，這些年輕的冷木星相當于內部熱通量更強的木星，因此具有與褐矮星相類似的大氣環(huán)流模式，這種環(huán)流模式將在第3 節(jié)論述.

1.5 超熱木星

超熱木星距離主星小于0.03 AU，朝陽面的上層大氣受到劇烈的輻射加熱，因此超熱木星朝陽面溫度通常超過2 200 K. 同時，超熱木星的公轉周期相當短，約為1～2 天（Anderson et al., 2018），最短的只有16 個小時（Wong et al., 2021）. 超熱木星的發(fā)射譜與熱木星的不同，存在逆溫層等特征（Haynes et al., 2015; Evans et al., 2017）.

與熱木星不同，超熱木星大氣還涉及熱離解過程. 由于高能恒星輻射的轟擊，超熱木星的氫氣分子在朝陽面容易分解為氫原子，氫分子熱離解過程帶來的“潛熱”吸收相當于水蒸發(fā)的100 倍以上（Bell and Cowan, 2018）. 氫分子在朝陽面離解過程中會吸收熱量，而氫原子在背陽面重新聚合為氫分子過程中又會釋放熱量，氫原子在這個過程中與水的凝結和蒸發(fā)過程一樣，都會攜帶“潛熱”運輸. 因此氫原子熱離解過程將有助于熱量從朝陽面向背陽面的輸送，削弱晝夜溫差（Bell and Cowan,2018; Komacek and Tan, 2018）.

圖10展示了氫分子的熱離解情況，超熱木星的朝陽面氫分子基本已經耗盡，熱離解比率接近100%，而大部分的氫分子合成都發(fā)生在晝夜分界線附近，背陽面的一個強熱離解點可能來自于赤道急流減速和上涌流帶來的溫度高值異常. 圖11 表明，氫分子離解/聚合過程可以顯著降低超熱木星的晝夜溫差. 盡管如此，在強烈的輻射加熱下，超熱木星依然具有較大的晝夜溫差，并且大氣環(huán)流特征與熱木星類似.

2 類地行星

圖 10 輻射平衡溫度（Teq）為3 600 K 的超熱木星氫氣離解情況（70 mbar 處）. （a）氫原子的質量混合比；（b）離解/聚合加熱速率，離解為負值，聚合為正值. 超熱木星自轉周期2.43 天（修改自Tan and Komacek, 2019a）Fig. 10 (a) The mass mixing ratio of hydrogen atoms and molecules. (b) Heating rate. Positive value shows recombined and negative value shows dissociated.Rotation period of ultrahot Jupiter is 2.43 days, with effective temperature of 3 600 K (modified from Tan and Komacek, 2019a)

圖 11 輻射平衡溫度為3 600 K 的超熱木星溫度和風場分布（70 mbar 處），顏色圖表示溫度，箭頭表示風場. （a）沒有氫氣離解過程；（b）有氫氣離解過程（修改自Tan and Komacek, 2019a）Fig. 11 Temperature and wind of ultra-hot Jupiter with effective temperature of 3 600 K (at 70 mbar). (a) Without hydrogen dissociation process; (b) With hydrogen dissociation process (modified from Tan and Komacek,2019a)

雖然目前已經有上百顆固態(tài)系外行星被確認，其中近60 顆被認為是可能的宜居行星. 但由于觀測技術的限制，我們目前還無法很好地觀測這些類地行星的大氣成分以及大氣運動特征. 例如，地球大氣的標高只有8 km，這遠超出了現有太空望遠鏡探測系外類地行星大氣層的靈敏度. 目前關于系外類地行星大氣的認知，主要是基于大氣物理、化學和動力學的基本原理，并結合數值模式的模擬結果. 所以，以下介紹主要是根據數值模擬的結果展開.

2.1 大氣和海洋環(huán)流

目前所發(fā)現的系外類地行星絕大多數是圍繞紅矮星運行的潮汐鎖定行星，具有較短的公轉和自轉周期. 因此，這些類地行星的大氣環(huán)流特征與上面所述的熱木星類似，在赤道存在超級旋轉流以及與之相關的赤道外準定常羅斯貝波（Joshi et al., 1997;Heng et al., 2011; Wordsworth et al., 2011; Hu and Ding, 2013），正是這些準定常波產生的向赤道西風動量輸送，使得赤道超級旋轉流得以維持（Hu and Ding, 2011; Showman and Polvani, 2011; Showman et al., 2013）.

潮汐鎖定行星的海洋具有較強的朝陽面向背陽面熱輸送（Hu and Yang, 2014）. Yang 等（2019a）發(fā)現當恒星對行星入射輻射通量小時，朝陽面向背陽面的熱量輸運由海洋主導，而入射通量大時，晝夜熱量輸運由大氣主導. 不通過海表面風應力驅動，單純依靠海洋中的準定常波也能直接驅動海洋超級旋轉，海洋超級旋轉的寬度受海洋中羅斯貝變形半徑影響（Zeng and Yang, 2021）.

目前所發(fā)現的非潮汐鎖定的系外類地行星不多，可能宜居的類地行星只有少數幾個. Kepler-452b、Kepler-1638b 是目前所發(fā)現的少數幾顆圍繞類太陽恒星運行的可能宜居的、沒有潮汐鎖定的類地行星（Jenkins et al., 2015; Morton et al., 2016）. 數值模擬表明，Kepler 452b 大氣環(huán)流與地球類似（Hu et al., 2017）. Penn 和Vallis（2018）發(fā)現即使非鎖定類地行星與潮汐鎖定狀態(tài)只有很小的偏差，超級旋轉模式也會很快轉變?yōu)橹芯暥燃绷髂Ｊ?

對于潮汐鎖定的次海王星，除了赤道超級旋轉之外，中緯度地區(qū)還存在向東的急流. 中緯度急流是由于潮汐鎖定的次海王星存在赤道—極地溫差，赤道比極地熱，而通過熱風方程關系和角動量守恒關系驅動的（Drummond et al., 2018; Wang and Wordsworth, 2020; Innes and Pierrehumbert, 2022）.

但Wang 和Wordsworth（2020）發(fā)現，運行更長時間之后，兩條中緯度急流都會消失而合并成單一的赤道超級旋轉，說明次海王星大氣達到平衡時間比過去研究中的時間要久，原因在于次海王星深層大氣的長輻射時間尺度.

2.2 類地行星氣候和宜居性

類地行星的宜居性取決于類地行星的氣候. 我們一般定義宜居性，最重要的指標是行星上存在大氣且有液態(tài)水. 雖然液態(tài)水存在的溫度在0～100℃之間，但行星的輻射平衡溫度一旦超過70℃，行星上會發(fā)生失控溫室效應，所有的水會蒸發(fā)并被光解，因此定義的宜居帶應該在0～70℃之間（Ingersoll, 1969; Kasting et al., 1993; Kopparapu,2013）. 圖12 展示了根據上述方法定義的宜居帶.

下面的幾個指標均有可能直接影響行星宜居性，或通過影響氣候間接影響宜居性（Madhusudhan et al., 2016）：

2.2.1 大氣是否存在

行星上來自于原始星云的大氣，我們稱之為原生大氣（一次大氣），通過其它來源逐步俘獲，或從行星內部噴出氣體形成的大氣，稱之為二次大氣. 為了保證行星能夠獲得氣體，行星的溫度不能太高以避免氣體逃逸，金斯（Jeans）參數

λ

可以用來表征大氣逃逸是否顯著：

其中

G

是引力常數，

M

是行星質量，

m

是分子質量，

k

是玻爾茲曼常數，

T

是溫度，

R

是行星逃逸半徑，略大于行星半徑.

λ

越大，則行星越容易捕獲大氣，反之大氣會發(fā)生逃逸. 行星在吸收原始星云氣體時，行星核心質量大于十倍地球質量則會導致失控氣體吸積，最終形成巨行星（Venturini et al., 2015），小于這個質量則有可能會丟失一次大氣.

原始行星丟失其以氫氣為主的一次大氣主要通過兩個過程，一個是極紫外線驅動逃逸 （XUVdriven escape），大氣對極紫外不透明，導致大氣層頂被顯著加熱引發(fā)了熱逃逸 （Zahnle and Walker,1982），持續(xù)大約一億年；另一種叫星核驅動質量逃逸（core-powered mass loss），是深層大氣熱量驅動的氫分子逃逸（Gupta and Schlichting, 2019），持續(xù)大約一千兆年.

對于圍繞M 型紅矮星運動的宜居帶行星來說，因為它們距離恒星更近，會受到更多的XUV 輻射，且紅矮星壽命長，具有強星冕活動（France et al.,2016; Odert et al., 2020），因此相比于太陽系行星，這些系外行星更容易丟失他們的一次大氣（Luger and Barnes, 2015; Bolmont et al., 2016）. 同時，重元素有可能被氫分子攜帶而一起逃逸. 對于混合良好的大氣，所有元素以相同比例損失，而在中等逃逸率下，重元素逃逸速度較慢，更容易留下來（Hunten et al., 1987）. 一些氣體，例如CO，可以有效冷卻系外行星熱層大氣，從而減弱大氣熱逃逸（Tian, 2009）.

圖 12 宜居帶附近的所有行星（深綠色陰影為保守宜居帶，淺綠色陰影為樂觀宜居帶）. 只有小于10 個地球質量或2.5 個地球半徑的行星被標記. 圓圈的大小對應于行星的半徑（根據質量半徑關系估計）（修改自Kopparapu et al., 2014）（PHL @ UPR Arecibo）Fig. 12 The figure shows all planets near the habitable zone (darker green shade is the conservative habitable zone and the lighter green shade is the optimistic habitable zone). Only those planets less than 10 Earth masses or 2.5 Earth radii are labeled. The different limits of the habitable zone are described in Kopparapu et al. (2014). Size of the circles corresponds to the radius of the planets (estimated from a mass-radius relationship)

如果行星不具有磁場屏蔽作用，行星的大氣會被恒星風逐漸剝離，因此強烈的行星地質活動是一個宜居性的潛在條件，這種行星會有較為強大的磁場，抵擋恒星風對大氣的剝離作用（See et al.,2014）. M 型紅矮星具有較強的恒星風，Vidotto 等（2013）認為環(huán)繞紅矮星運動的、大小與地球類似、磁場強度也類似的系外行星，要維持地球相似強度的磁層，其位置將遠遠超過宜居帶外邊緣，而在宜居帶內的行星需要比地球更大的磁場強度. See 等（2014）認為在紅矮星周邊行星的磁場環(huán)境可能并不足以建立起生命的保護傘. 從磁場這一角度來看，紅矮星附近行星的宜居性依舊處在爭論中. 而對于質量稍大的恒星來說，磁場條件的約束要比紅矮星小得多. 在Cranmer 和Saar（2011）的模型下，對于圍繞0.6～0.8 個太陽質量的恒星，年齡大于 1.5百萬年的接近地球質量的行星，能夠維持足夠強度的磁場抵御恒星風.

2.2.2 大氣類型

二次大氣的成分取決于起始物質成分和大氣溫度（Schaefer and Fegley, 2010）. 行星的溫度升高會促進氣體組分的逃逸，因此可以定義一些物質的“雪線”，在雪線外行星可以吸積到更多揮發(fā)性較強的物質，而雪線內吸積的往往都是揮發(fā)性較弱的物質（?berg et al., 2011）. 以水為例，太陽系中HO 雪線（2～4 AU）以外的行星更容易在大氣中保留水分（Dodson-Robinson et al., 2009; Morbidelli et al., 2012）.

行星最初的氫元素含量對水量有巨大影響（Miller-Ricci et al., 2012）. 硅酸鹽地殼的放氣作用會導致HO、CO主導的二次大氣，而O會在高溫下的低密度大氣中占據主導（Schaefer et al., 2012）.在高C/O 比和低溫下CH可能成為主要大氣組分，而高溫下HCN、CH會占據主導地位（Hu and Seager, 2014）. 低C/O 比下水分可能會成為主要大氣組分（Tsuji, 1973）.

在行星溫度達到2 000 K 左右的時候，行星上的巖石可能會熔化，從而形成巖漿行星（Hirschmann,2000）. 巖漿海洋預計會存在強烈的對流和大氣揮發(fā)，且?guī)r漿海洋的凝結過程應該和水、氨海洋不同，巖漿海洋從底部開始向上凝結（Lebrun et al.,2013）. 巖漿海洋會影響行星的大氣成分，除了巖漿海洋成分會進入大氣以外，巖漿海洋還會消耗大氣中的氧氣，例如亞鐵離子的氧化反應（Javoy,1999）；同時，巖漿海洋對CO的溶解度較低，具有巖漿海洋的行星，CO往往更多地被保存在大氣層當中（Lebrun et al., 2013）.

2.2.3 大氣坍塌與冷阱

對于環(huán)繞M 型紅矮星轉動的行星來說，處于宜居帶的行星一定會被潮汐鎖定，朝陽面面對恒星，背陽面是永恒的黑暗. 而對于這種行星來說，背陽面的低溫有可能導致大氣凝固，如果朝陽面向背陽面輸送的熱量不足，極有可能導致行星的大氣被全部凍結在背陽面，這被稱為大氣坍塌（collapse）（胡永云，2016）. Joshi 等（1997）證明，大氣是十分不容易坍塌的，只有當熱量傳輸效率相當低下時才會發(fā)生. 類地行星只有在大氣壓強小于100 mbar、且不存在大質量氣體分子，如CO的情況下才會坍塌. 海洋的存在也會抑制大氣坍塌現象，在大氣成分和質量與地球類似且有海洋存在的行星上，大氣坍塌永遠不會發(fā)生（Yang et al., 2014）.

在大氣不坍塌的情況下，某些大氣組分仍然有可能被困在行星背面的冷阱（cold trap）當中，比如水分的凝固，導致行星朝陽面缺乏水分（Leconte et al., 2013）. 組分的凝固會導致大氣稀薄熱量傳輸效率降低，從而正反饋地加速凝結過程. 對于CO這個大氣組分，坍塌壓強在0.1～10 bar，對應恒星輻射通量為500～4 000 W/m（Turbet et al., 2016）.如果行星上存在海洋，海洋的熱輸送能夠將朝陽面的熱量通過洋流輸送到背陽面，防止背陽面海冰擴大和大氣組分凝結. 即使CO濃度降低到3.6 ppmv，背陽面的海冰厚度也不會超過10 m（Yang et al.,2014）.

2.2.4 行星氣候

因為水蒸氣在紅外波段有很強的吸收，因此水蒸氣是一種強大的溫室氣體，經過大氣出射的紅外輻射被水蒸氣吸收而加熱大氣. 另一方面，溫度上升又讓更多的水蒸發(fā)成為水蒸氣，這種正反饋如果持續(xù)下去，會造成失控溫室效應（runaway greenhouse effect），一直持續(xù)到行星上所有液態(tài)水都變?yōu)樗魵鉃橹梗↖ngersoll, 1969）. 恒星演化過程中恒星的輻射密度會隨時間增大，這種變化可能導致行星進入失控溫室效應，因此過去宜居的行星有可能現在不宜居了，就像金星從過去到現在的演化一樣（Kasting et al., 1993; Abe et al., 2011）. 大量的水蒸氣進入高層大氣后，容易被恒星高能粒子撞擊而光解為氫氧，氫元素會逃逸入宇宙，因此行星的水分會被徹底剝離. 甚至本來冰封的冰雪行星，如果因為主星光照增強，也會在很短時間里由冰封狀態(tài)到丟掉所有水分的狀態(tài)（Yang et al., 2017）. 另外一方面，如果大氣中存在強烈吸收紫外線的物質，比如臭氧和光化學氣溶膠，這會導致入射恒星光很難到達地面，引發(fā)反溫室效應（anti-greenhouse effect），高層大氣增溫而地面降溫（Mckay et al.,1991），有可能使行星地表溫度降低到不適宜居住的溫度. 質量更大的行星宜居帶內邊界會向主星方向移動，因為增加重力加速度會導致水蒸氣柱質量減少，增大出射長波和減弱溫室效應（Yang et al.,2019）.

冰雪的反照率高于陸面，如果海冰和陸地冰川產生，則入射短波會被反射回宇宙空間，造成行星進一步變冷. 這種正反饋會導致行星出現全球冰封現象，同樣，解封過程也是正反饋過程. 冰封行星干燥區(qū)的冰川活動會將塵埃帶到表面，促進冰川融化（Abbot and Pierrehumbert, 2010）；云對大氣輻射長波的吸收和反射作用能夠提升地表溫度從而導致行星脫離冰封狀態(tài)（Abbot et al., 2012）.

對于潮汐鎖定的行星，朝陽面接近主星星下點的區(qū)域能夠維持開闊不結冰的洋面，形成類似“眼球”狀的結構，提供了宜居性的可能，海洋的熱傳輸可以有效阻止海冰的推進（Pierrehumbert,2011）. 排除風生環(huán)流作用，海洋自身也會產生超級旋轉和環(huán)流（Zeng and Yang, 2021），而海洋環(huán)流導致海洋對浮冰的搬運作用有可能會限制系外行星海洋開闊洋面的存在（Yang et al., 2019b; Yue and Yang, 2020）. 海洋化學反應也是一個重要的因素. 在水的參與下，風化的含鈣、鎂巖石會通過溶解后的離子吸收大氣中的CO（Berner, 2004），從而影響行星溫室效應的程度.

3 褐矮星

3.1 觀測結果

大多數褐矮星都是孤立的流浪星球，在沒有恒星輻射的情況下，其大氣運動和熱力結構完全受內部能量驅動. 褐矮星的內部輻射通量可以達到～ 10W/m，由于深層大氣的光學密度較大，深層向外的熱量釋放只能靠對流運動傳輸，因此，褐矮星內部對流劇烈，垂直溫度分布遵循絕熱遞減率. 隨著大氣密度和光學厚度逐漸降低，在褐矮星的上層，大氣輻射傳輸成為向外釋放熱量的主要過程. 褐矮星對流層和輻射層的分界線大致在幾個大氣壓處.考慮褐矮星內部熱量通過對流和輻射向外的發(fā)射過程是各向同性的，那么褐矮星在輻射層的水平溫度差異比較小.

褐矮星的光變曲線顯示隨時間變化的明暗交替現象（Artigau et al., 2009; Biller et al., 2013），一些褐矮星表面斑塊狀現象也被直接成像法觀測到（Apai et al., 2013; Crossfield et al., 2014）. 褐矮星大氣中存在重的云粒子，而這些粒子本應受重力而沉降，它們的出現說明褐矮星上存在強的對流運動（Tsuji et al., 1996; Alexander et al., 1997; Ruiz et al.,1997），Leggett 等（2007）發(fā)現了褐矮星還存在化學不平衡的氣體分布. 這些觀測表明，褐矮星存在大氣環(huán)流運動，而這種運動應該受到褐矮星內部對流運動的影響. Allers 等（2020）通過比較近紅外與射電測量的旋轉周期差異的方法，證實了褐矮星存在大氣運動，Radigan 等（2012）根據紅外發(fā)射光譜變化推算出了褐矮星大氣運動的速度，Burgasser 等（2014）、Karalidi 等（2016）根據大氣亮點的運動，推斷出褐矮星大氣運動速度為～600 m/s，但Apai 等（2017）認為這可能只是大氣波動傳播的速度.

褐矮星的自轉周期較短，約1～12 個小時不等（Snellen et al., 2014），羅斯貝變形半徑

L

= NH/f

約為幾百千米. 這一方面說明，褐矮星存在空間尺度較小的渦旋運動，類似木星大氣的多渦旋現象.另一方面說明，科里奧利力對尺度在數百千米量級的大氣運動就有顯著影響. 由于褐矮星內部具有正壓屬性，具有泰勒柱效應，因此，褐矮星大氣運動更傾向于緯向流而不是經向流（Batygin et al.,2013）. Rogers 和Komacek（2014）耦合了大氣方程和電磁阻力方程，發(fā)現在電磁力作用下經向流確實會被削弱.

3.2 輻射效應

與熱木星一樣，褐矮星大氣輻射過程也可以采用簡單的牛頓冷卻模型（Showman et al., 2019）.根據一維輻射模式的計算結果，褐矮星大氣溫度從內部對流運動造成的絕熱遞減逐步過度到近似等溫的狀態(tài)（Burrows et al., 2006）. 需要說明的是，褐矮星的云和化學反應要比熱木星復雜得多，因為在較低溫度情況下，更易產生物質凝結，且褐矮星更多地受到內部紅外輻射的影響.

Burrows 等（2006）、Salmon 和Marley（2008）、Marley 等（2010）、Tan 和Showman（2019b）使用一維大氣模型對褐矮星的云過程進行了模擬. 這些模擬研究假設褐矮星處于輻射平衡狀態(tài)，發(fā)現在沒有大規(guī)模環(huán)流的影響下，單純的云形成過程也能激發(fā)對流運動，在30 小時時間尺度導致大氣熱力結構發(fā)生變化：無云區(qū)域大氣柱接收的紅外輻射來自褐矮星的深層，而有云區(qū)域紅外輻射來自較低溫的云頂，因此兩個區(qū)域的空氣柱會出現溫度差異，從而導致對流運動.

圖13展示了褐矮星一維模型在周期約10 小時的多云—無云循環(huán). 云層逐漸向上延伸，因此云頂膨脹冷卻，導致從云頂出射的輻射能量降低. 云之上氣柱的溫度主要由出射長波決定，出射長波減少，云之上氣柱溫度降低，云內對流增強. 同時，紅外輻射在云底累積，云底相對于云之下氣柱增溫，形成了上熱下冷的穩(wěn)定層結，導致云下方對流運動被抑制，從底部進入云的物質減少. 隨著云形成的減弱，云厚度減少，紅外輻射得以重新向上發(fā)射，云底降溫而云頂升溫，云下方對流重新開啟，云內對流被抑制，形成云過程的循環(huán).

圖 13 一維云模式隨時間變化的云混合比（qc）和溫度結構（修改自Tan and Showman, 2019b）Fig. 13 Cloud mixing ratio and temperature structure in 1D cloud models (modified from Tan and Showman, 2019b)

3.3 大氣環(huán)流

Freytag 等（2010）建立了一個400 km 空間大小的二維箱式模型，用來模擬L 型褐矮星的深層對流. 他們將輻射傳輸模式和粉塵模型結合起來，推算硅酸鹽塵埃的凝結和汽化以及塵埃的輻射效應.對流能夠混合塵埃，并且將塵埃向上輸送，在大氣中產生幾十千米大小的云；同時，對流激發(fā)出小尺度重力波，重力波的破碎有助于云的形成. Tremblin等（2019）將地球上的海洋溫鹽對流推廣到了褐矮星，提出褐矮星上由于CO/CH轉化引起的輻射對流類似于地球海洋的溫鹽對流，有助于降低褐矮星的大氣溫度梯度.

二維模式無法模擬褐矮星的光變曲線，也難以精確描述旋轉行為，因此 Showman 和Kaspi（2013）首先嘗試了三維褐矮星大氣環(huán)流模式. 他們在滯彈性系統) 平均密度隨深度 變化的系統，ρ =ρ()+ρ~(,λ,φ).（anelastic system），模式底部施加了一個熱源來強迫系統對流，發(fā)現對流在兩極更強，且兩極和赤道的溫差可能只有幾開爾文. 褐矮星的快速旋轉會導致對流結構和垂直速度在大尺度上平行于旋轉軸.

Zhang 和Showman（2014）在1.5 層淺水方程模式中添加了隨機小尺度的質量輸入來代表對流擾動，發(fā)現在輻射冷卻和摩擦較弱的情況下，大氣會自發(fā)產生風速為每秒百米的帶狀風場，而輻射冷卻和摩擦強時，大氣會進入湍流和渦旋狀態(tài). Showman 等（2019）采用了三維原始方程模式來對褐矮星大氣進行模擬，在輻射方案上采用牛頓冷卻，假設輻射平衡的溫度廓線由底部的絕熱線過度到上層的等溫線，同時在底部添加基于球諧函數的熱擾動. 結果與 Showman 和Kaspi（2013）的預測一致，急流在摩擦和輻射阻尼較強時只存在于低緯度，而阻尼較弱時，急流出現在所有緯度（圖14）.

圖 14 Showman 等（2019）模擬得到的褐矮星緯向風場（0.77 bars）. 從（a-d）四個子圖，底部摩擦依次增強Fig. 14 The simulation results of zonal wind fields at 0.77 bars field by Showman et al. (2019). The bottom drag increasesfrom (a) to (d)

褐矮星的條帶狀風場可以用萊茵尺度（Rhines scale）

L

來解釋：

萊茵尺度一般用來表示湍流狀態(tài)和大尺度環(huán)流狀態(tài)的過渡尺度. 如果渦流的運動尺度小于萊茵尺度，則渦流帶來的擾動只會引發(fā)小規(guī)模的湍流；一旦渦流的運動尺度大于萊茵尺度，則在空間上

β

效應會顯現，也就是說，渦流可以“感應”到地轉偏向力的經向梯度了，則

β

效應會迫使湍流按照條帶狀急流的方式組織起來. 因此，褐矮星急流的數量往往跟褐矮星自轉速率有關，褐矮星自轉越快，其表面越容易出現條帶，且出現的條帶越多，對應的是更小的萊茵尺度.Tan 和Showman（2021）在Tan 和Showman（2019）的基礎上，將云效應引入

f

平面的褐矮星模式中，通過添加一個小的云擾動，最終形成了一個直徑萬千米量級、時間十小時量級的渦旋.Tan 和Showman（2021）證明了除了一維云反饋會導致褐矮星明暗變化，三維云反饋也會造成更大規(guī)模的空間差異，同時證明褐矮星上存在反向級聯.一般來說擾動會在旋轉效應下通過地轉調整形成羅斯貝變形半徑尺度的渦旋，但是褐矮星模式中存在更大空間尺度的渦旋，說明能量存在從小渦向大尺度的轉移.

3.4 赤道區(qū)域風場震蕩

赤道區(qū)域的開爾文波有向東的相速度，混合羅斯貝波有向西的相速度. 背景流對波有飽和作用（wave saturation），即波的相速度和背景流速度接近時，波會破碎并將能量傳遞給背景流. 赤道開爾文波和混合羅斯貝波被內部熱力擾動激發(fā)而向上傳播，假如此刻赤道上方存在西風，則開爾文波會在其中破碎，并將向東的加速度傳給背景流，因此背景流會在底部向東加速，西風逐漸下移；同時西風對混合羅斯貝波透明，混合羅斯貝波可以一直向上傳播到大氣層頂并在那里耗散，激發(fā)向西的流場. 因此隨著時間推移，這種機制繼續(xù)重復，導致東風西風在赤道上方交替出現并逐步下移（圖15）.

3.5 受到恒星輻照的褐矮星

觀測表明，存在圍繞恒星的褐矮星，包括主星為主序星（Sahlmann et al., 2011）和白矮星的褐矮星（Casewell et al., 2012）. 主星為主序星的褐矮星公轉周期約3～5 天，處于潮汐鎖定狀態(tài). 這類褐矮星內部熱通量有可能與恒星輻射的強度相當，因此，其大氣環(huán)流同時受到內部和外部擾動的影響.

圍繞白矮星旋轉的褐矮星可能在其早期和恒星伙伴處于相互繞轉狀態(tài)，恒星吸取了褐矮星大量的氣體，導致褐矮星沒有發(fā)展為恒星. 主序星階段結束后，恒星變?yōu)榧t巨星，其外部大氣膨脹到褐矮星軌道，給褐矮星帶來了較強的阻力，因此褐矮星的軌道降低. 當恒星從紅巨星階段到白矮星階段后，白矮星和褐矮星比之前更為接近，公轉周期減小到數小時. 白矮星的光譜集中在紫外波段，因此對大氣有更強的加熱作用. 目前，已在褐矮星-白矮星系統中觀測到類似熱木星的熱點偏移（Littlefair et al.,2014; Longstaff et al., 2017; Rappaport et al., 2017）.褐矮星可能存在大氣被白矮星吸收而丟失的問題，導致褐矮星不再處于靜力平衡狀態(tài)，星體也變?yōu)榉乔?體. Tan 和Showman（2020）、Lee 等（2020）對褐矮星-白矮星系統的褐矮星進行了模擬，發(fā)現了比熱木星更窄的赤道超級旋轉流. Lian 等（2022）的模型包含潮汐鎖定的晝夜溫差和褐矮星的內部熱源，發(fā)現內強迫對赤道超級旋轉存在削弱作用，且當外部強迫減弱時，赤道區(qū)域會出現風場震蕩.

圖 15 （a）褐矮星赤道風場隨時間的改變，紅色西風，藍色東風，縱軸為氣壓（修改自Showman et al.,2019）；（b）地球 QBO 的原理，實線代表風速廓線，曲線代表上傳的赤道波，白色空心箭頭代表加速度方向（修改自Plumb, 1977）Fig. 15 (a) Zonal-mean zonal wind at the equator vs. pressure and time (in Earth days). Eastward wind is shown in red and westward wind is shown in blue (modified from Showman et al., 2019); (b) Schematic of the QBO mechanism. The curvy solid line represents the background zonal-mean zonal flow. The curvy arrows show upward propagating equatorial wave. Preferential absorption of these waves leads to zonal accelerations that are shown by the thick double arrows (modified from Plumb, 1977)

4 結論與展望

本文綜述了近年來系外行星大氣環(huán)流方向的研究進展，從觀測、理論和模擬三個方面闡述了系外行星大氣環(huán)流的特征和機制.

關于熱木星，恒星輻射所產生的強晝夜溫差是驅動大氣運動的主控因素. 觀測和模擬均表明，在強晝夜溫差和行星慢速自轉作用下，熱木星的大氣環(huán)流基本特征是赤道維持超級旋轉氣流，中緯度維持準定常羅斯貝波動. 這些觀測和模擬結果可以在理論上得到完美解釋. 隨著氣態(tài)巨行星與恒星之間距離的增加，潮汐鎖定狀態(tài)將不復存在，行星自轉加快，行星內部熱能的作用將愈加顯著，氣態(tài)巨行星的大氣環(huán)流將受恒星輻射和內部熱能共同驅動，大氣環(huán)流狀態(tài)將逐步向太陽系木星大氣環(huán)流狀態(tài)過度.

關于潮汐鎖定類地行星，其大氣環(huán)流特征與熱木星類似，晝夜溫差和慢速自轉造成赤道超級旋轉急流和中緯度羅斯貝波動. 與大氣環(huán)流類似，潮汐鎖定類地行星的海洋環(huán)流同樣具備赤道超級旋轉現象和中緯度羅斯貝波動.

潮汐鎖定類地行星的大氣和海洋環(huán)流對行星的宜居性有重要意義. 對于位于宜居帶內的潮汐鎖定類地行星，一個重要的問題是大氣和水分是否完全被凍結在其永久的背陽面. 現有的模擬結果表明，大氣和海洋的熱量輸送能夠有效地加熱潮汐鎖定行星的背陽面，大氣不可能被凍結在背陽面，而且，只要擁有足夠深度的海洋，液態(tài)水也不可能被凍結在背陽面. 模擬試驗結果還表明，海洋熱量輸送和海冰動力學對宜居帶的寬度有重要影響.

關于褐矮星，特別是孤立的褐矮星，其大氣環(huán)流主要由內部熱能驅動. 在這種情況下，大氣環(huán)流特征取決于內部熱能釋放和褐矮星的自轉速度. 當褐矮星的自轉速度較慢時，模擬結果表明，褐矮星大氣呈現多渦旋狀態(tài). 而當褐矮星自轉速度較快時，其大氣環(huán)流呈現多急流特征，與太陽系木星的情況類似. 觀測表明，褐矮星具有快速變化的云層結構，反映了褐矮星內部熱能引發(fā)的對流運動對褐矮星大氣環(huán)流的重要性.

目前，關于系外行星大氣環(huán)流和氣候的模擬和理論研究基本已告一段落，下一步是更多的與探測相結合的工作. 在開普勒望遠鏡停止工作之后，美國于2018 年發(fā)射了TESS （Transiting Exoplanet Survey Satellite） 太空望遠鏡，繼續(xù)通過凌星法對系外行星進行觀測. 這些為模擬結果與觀測結果的對比提供了可能. 特別地，下一步的系外行星大氣探測將側重類地行星大氣成分探測以及系外生命信號的探測. 最近發(fā)射的美國JWST 太空望遠鏡（James Webb Space Telescope） 具備紅外波段探測能力，將會為探測類地行星大氣成分甚至生命信號提供幫助.

各國的系外行星探測計劃在進一步展開中. 歐空局的PLATO 任務計劃于2020 年代中期發(fā)射望遠鏡前往日地拉格朗日L2 點，探測系外凌星和星震現象. 美國也在其十年規(guī)劃白皮書《天文2020》里提出應孵化一個6 m 口徑的紫外光學望遠鏡，用于系外生命探測. 我國的系外行星探測任務包括空間站巡天望遠鏡（Chinese Space Station Telescope,CSST）、ET2.0 項目、紫外光學空間望遠鏡項目和天鄰計劃. CSST 預計將在2024 年發(fā)射2 m 口徑離軸三反光學系統的空間望遠鏡，觀測波段集中在可見光和紅外波段，可能會觀測一部分系外行星（詹虎，2021）. ET2.0 項目是專項類地行星觀測項目，計劃于2026 年發(fā)射六臺廣角凌星望遠鏡和一臺微引力透鏡望遠鏡前往L2 點，目標觀測銀河系中心方向的類地行星，預計能發(fā)現更多的宜居帶類地行星. 我國還提出了主要用于宜居行星探測和生命信號搜尋的L2 點6 m 口徑紫外光學空間望遠鏡項目，用于探測系外行星光譜中的臭氧等氣體生命信號.天鄰計劃（HABITATS）計劃發(fā)射口徑4～6 m 空間望遠鏡到L2 點，對系外行星進行多波段觀測，研究系外行星大氣溫度結構和組成（Wang et al.,2020）. 這些深空探測計劃將極大地推動系外行星大氣的觀測和研究. 可以預見，系外行星大氣研究將在未來10～30 年取得重要的進展.

附中文參考文獻

竇江培，朱永田，任德清. 2014. 太陽系外行星的研究現狀[J]. 自然雜志，36（2）：5-10.

胡永云，丁峰. 2013. 潮汐鎖相行星的大氣環(huán)流與氣候[J]. 中國科學：物理學、力學、天文學，43（10）：1356-1368.

胡永云. 2016. 關于太陽系外行星的宜居性[J]. 氣象科技進展，6（1）：110-114.

詹虎. 2021. 載人航天工程巡天空間望遠鏡大視場多色成像與無縫光譜巡天[J]. 科學通報，66（11）：1290-1298.