热层
| 散逸层（600 km ～ 2000 km至3000 km） |
| 热层（80至85 km ～ 600 km） |
| 中气层（50 km ～ 80至85 km） |
| 平流层（8至18 km ～ 50 km） |
| 对流层（地面 ～ 8至18 km） |
热层（英文：Thermosphere），亦称热层、热成层、热气层、游离层，是地球大气层的一层。它位于中气层之上及外气层之下，其顶部离地面约600km。在大气层的这一层中，紫外线辐射引起分子的光电离/光解离，产生离子。因此，热层构成电离层的较大部分。这一层的名称源自希腊的θερμός(发音为thermos)，意思是热。热层开始于海拔80公里(50英里) [1]。在这样的高海拔地区，残留的大气气体按照分子质量而分层（见湍流层顶）。由于吸收高能的太阳辐射，热层的温度随着高度的增加而增高；温度依据太阳的活动，可以上升到2,000 °C（3,630 °F）或更高。辐射使这一层中的大气粒子变成带电粒子，能使无线电波发生折射，因而能在地平线之下接收到。从海拔600公里(375英里)开始是外气层，大气开始逃逸至太空。然而根据卡门线的定义标准来判断，热层本身就是太空的一部分。
该层中，高度衰减的气体在白天可以达到2,500 °C（4,530 °F）。尽管温度很高，但因为气体密度极低（实际上是极度的真空），不足以让分子传热，观察者或物体在热层中仍会经历低温。因为热辐射损失的能量将超过直接接触大气气体获得的能量，普通的温度计读数至少在夜间会明显低于0 °C（32 °F）。在160千米（99英里）上方的声学区中，因为密度非常低，以至于分子间的相互作用不够频繁，导致无法进行声音的传输。
热层的动力学主要由大气潮汐控制，其主要由日温变化驱动。由于中性气体和电离层等离子之间的碰撞，大气波在这个水准以上消散。
除了国际太空站在热层中间的408和410千米（254和255英里）之间绕地球运行外，俄罗斯已退役的和平号太空站和正在建设中的中国天宫太空站均在距离地表320至380km的热层底部运行。
中性气体成分
[编辑]根据两个最低温度，大约12千米（7.5英里）（对流层顶）和大约85千米（53英里）（中气层顶）高度处，来划分大气层的区域是很方便的（图1）。热层（或上层大气）是高度85千米（53英里）以上的区域，而对流层顶和中气层顶之间的区域是中层大气（平流层和中气层），在这两个区域，太阳紫外线辐射的吸收在45千米（28英里）附近产生最高温度，并导致臭氧层的形成。
地球大气层的密度几乎随着高度的上升高度呈指数级下降。在地面上方一平方厘米的柱子内的大气总质量为M=ρA H ≃ 1 kg/cm2( 大气标高为H = 8公里的平均大气，在 z = 0米高度的地面大气密度为A = 1.29 kg/m3)。80%的质量集中在对流层内，在大约85千米（53英里）热层上方的质量仅为总质量的0.002%。因此，可以预料到从热层到低层大气区域的能量回馈并不明显。
湍流导致湍流层顶下方约110千米（68英里）处较低大气区域内的空气是不会改变其组成的气体混合物。这意味着平均分子量为29 g/mol的氧分子（O2）和氮分子（N2）为两个主要的成分。然而，在湍流层顶上方，各种成分的扩散分离非常显著，因此每个成分都遵循其气压高度结构，其标度高度与其分子量成反比。较轻的氧原子（O）、氦（He）和氢原子（H）在大约200千米（124英里）的海拔高度上依序占着主导地位，并随地理位置、时间和太阳活动而变化。N2/O比率是电离层F区电子密度的测量值，它受到这些变化的高度影响[2]。这些变化源于动力过程中次要成分通过主要气体成分的扩散。
热层含有相当浓度的钠元素，出现在高于地球表面上方80至100千米（50至62英里）的中气层边缘，约10-千米（6.2-英里）的厚带中。钠的平均浓度为每立方厘米40万个原子。这条带经常通过来自流星升华的钠获得补充。天文学家已经开始利用这条钠带创造导星，作为光学校正过程的一部分，以产生超清晰的地面观测结果[3]。
能量输入
[编辑]能源预算
[编辑]热层的温度可以通过密度观测和卫星直接量测来确定。图1中的温度与高度z可通过所谓的贝茨剖面进行类比[4]：
(1)
此处的T∞是高度超过400公里的散逸层温度，To = 355K，和zo = 120km，是参考的温度和高度，s是一个经验参数，取决于T∞和随着T∞减少。这个公式是从一个简单的热传导方程推导出来的。对高度超过zo = 120公里处的一个总热量输入估计为qo≃ 0.8至1.6 mW/m2。为了获得平衡条件，在高度超过zo处输入的热qo通过热传导流失到低层大气区域。
散逸层的温度T∞是对太阳XUV辐射的一种合理量测。由于10.7厘米波长的太阳电波发射F是太阳活动的良好指标，因此可以应用经验公式来类比宁静磁层条件[5]。
(2)
此处T∞的量测单位为K，Fo是10−2 W m−2 Hz−1(科文顿指数)，F值是在多个太阳周期中的平均值。在一个太阳周期内，科文顿指数通常在70到250之间变化，从不低于50。因此，T∞大约在740和1350K之间变化。在非常宁静的磁层条件下，剩余的温度约为500K，仍然持续流动的磁层能量对eq.（2）贡献约250 K的温度输入。在eq.（2）中其余的250K可以归因于对流层内产生的大气波，并在较低的热层内消散。
太阳XUV辐射
[编辑]波长小于170nm的太阳X射线和极紫外线辐射（XUV），在热层中几乎完全被吸收。这种辐射导致各种电离层以及这些高度的温度升高(图1)。 虽然太阳可见光（380至780nm）几乎是恒定的，其变异性不超过太阳常数的0.1%左右[6]，而太阳XUV辐射在时间和空间上变化很大。例如，与太阳闪焰相关的X射线爆发可以在几十分钟的某段时间内，将其强度较闪焰前的水准显著增加许多数量级。在极紫外线中，121.6nm的莱曼α线是在电离层D层高度电离和离解的一个重要来源[7]。在太阳活动的宁静时期，它本身所含的能量比XUV光谱的其他部分都多。太阳XUV辐射的显著变化属于准周期变化，其周期分别为27天和11年，变化约为100%或更大。但是，在所有的时间尺度上都存在着不规则的波动[8]。在低太阳活动期间，输入热层的总能量约有一半被认为是太阳XUV辐射。这些太阳的XUV能量输入仅在白天条件下发生，在赤道处最强大的期间出现在太阳位于分点时。
太阳风
[编辑]进入热层的第二个能量来源是太阳风的能量，这些能量经由尚未完全理解的机制转移到磁层。能量转移的一种可能管道是通过流体动力学的发电机过程。太阳风粒子穿过地球磁层的两极区域，地磁场线基本上是垂直方向的，且从黎明到黄昏都会产生电场。沿着最后一条闭合的地磁力线，其落点位于极光区内，磁场定向电流可以流入电离层发电机区，在那里它们被电的彼得森电流和霍尔电流关闭。彼得森电流的欧姆损耗加热较低的热层（例如，参见磁层电对流场）。此外，高能粒子从磁层渗透到极光区域，大大提高了导电性，进一步增加了电流，从而焦耳加热。在磁层活动的宁静期间，磁层对热层的能量预算贡献可能达四分之一[9]。这在eq.(2)大约是250K的散逸层温度。然而，在非常活跃的活动期间，该热量输入可以大幅增加四倍或更多。太阳风的能量输入主要发生在白天和夜间的极光区域。
大气波
[编辑]低层大气中存在两种大尺度的大气波：具有有限垂直波长的内波，可以向上传输波能量；以及具有无限大波长的外波，不能传输波能量[10]。对流层内产生的大气重力波和大部分大气潮汐属于内波。它们的密度振幅随着高度呈指数级增长，因此在中气层顶时，这些波成为湍流，造成能量消散（类似于海岸海浪的破碎），从而在 eq.（2）中使热层加热约 250k。另一方面，标记为（1，−2）由太阳辐照度最有效激发的是一种外波，在中气层和低层大气中只起到很小的作用。然而，在热层的高度，它成为主要的波。它驱动电离层发电机区域内大约100到200公里高度之间的电流。
以潮汐波为主的加热，主要发生在低纬度和中纬度地区。这种加热的变异性取决于对流层和中气层大气的气象条件，但可能不会超过50%。
动力学
[编辑]
在海拔约150千米（93英里）的热层内，所有大气波依次成为外波，并且没有明显可见的垂直波结构。大气波模式退化为球面函数 Pnm，m为经向波数，n为纬向波数( m=0：纬向平均流量；m=1：日潮；m=2：半日潮；等等)。热层成为具有低通滤特征的阻尼振荡系统。这意味着较小尺度（较大数量的（n，m））和较高频率的波被抑制，有利于大尺度和较低频率的波。如果考虑非常宁静的磁层扰动和恒定的平均外层温度（在球面上平均），则可以用一组球面函数来描述观测到的外球面温度的时间和空间分布[11]：
(3)
![{\displaystyle T(\varphi ,\lambda ,t)=T_{\infty }\{1+\Delta T_{2}^{0}P_{2}^{0}(\varphi )+\Delta T_{1}^{0}P_{1}^{0}(\varphi )\cos[\omega _{a}(t-t_{a})]+\Delta T_{1}^{1}P_{1}^{1}(\varphi )\cos(\tau -\tau _{d})+\cdots \}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/661329a03c1ca2879f02d6d3ea6b0097c091dafa)
在此处，φ是纬度，λ是经度，和t是时间，ωa是一年的角频率，ω是一太阳日的角频率，以及τ= ωdt + λ是地方时。τa=6月21日，是北半球的夏至，和τd=15:00，为当地日最高气温时间。
在(3)右边的第一项是散逸层温度（〜1000K）的全球平均值。第二项[P20=0.5（3sin2(φ)−1）]表示低纬度地区的热过剩和高纬度地区相应的热亏损（图2a）。一个热风系统随着风向上一层的磁极和远离下一层磁极而发展。因为即使在宁静的磁层条件下，极光区域的焦耳加热也会补偿多余的热量，因此系数ΔT20≈ 0.004很小。然而，在受到扰动的条件下，该项占主导地位，会改变符号。因此现在过剩的热量从两极输送到赤道。第三项（P10=sinφ）表示夏季半球的热量过剩，并负责将过剩热量从夏季半球输送到冬季半球（图2b）；其相对振幅为ΔT10≃ 0.13。第四项（P11(φ)=cosφ）是主要的日波（潮汐模式(1，−2)）。它负责将多余的热量从白天半球输送到夜间半球（图2d），其相对振幅为ΔT11≃ 0.15，因此值约为150K。等式（3）中必须添加额外的项目（例如，半年、半日和高阶项）。然而，它们重要性并不大。因为可以针对为密度、压力和各种气体成分得出相应的总和[5][12]。
热层风暴
[编辑]与太阳的XUV辐射相比，由地磁变化在地面显示的磁层扰动显示出不可预测的脉冲特征，从数小时量级的短周期扰动到持续数天的长期巨风暴。热层对大型磁层风暴的反应称为热层风暴。由于热层的热量输入发生在高纬度地区（主要是极光区域），热传输以式（3）中的P20表示。此外，由于扰动的脉冲形式，产生了高阶项，但其衰减时间很短，因此很快就会消失。这些模式的总和决定了扰动到低纬度的"旅行时间"，从而决定了热层对磁层扰动的反应时间。对电离层风暴的发展而言，重要的是在热层风暴期间，在中高纬度N2/O比率的增加[13]。N2的增加，增加了电离层等离子的损耗过程，从而导致电离层的F层（负电离层风暴）内的电子密度降低。
极光现象
[编辑]热层在高纬度地区因磁场而被加速的电子会顺势流入，与热层中的大气分子冲突继而受到激发及电离。当那些分子复回原来状态的时候，就会产生发光现象。此称为极光。
相关条目
[编辑]参考资料
[编辑]- ^ Duxbury & Duxbury. Introduction to the World's Oceans 5th. 1997.
- ^ Prölss, G.W., and M. K. Bird, "Physics of the Earth's Space Environment", Springer Verlag, Heidelberg, 2010
- ^ Martin Enderlein et al., ESO's Very Large Telescope sees four times first light, Laser Focus World, July 2016, pp. 22-24. [2021-11-13]. （原始内容存档于2021-11-13）.
- ^ Rawer, K., Modelling of neutral and ionized atmospheres, in Flügge, S. (ed): Encycl. Phys., 49/7, Springer Verlag, Heidelberg, 223
- ^ 5.0 5.1 Hedin, A. E. A Revised thermospheric model based on mass spectrometer and incoherent scatter data: MSIS-83. Journal of Geophysical Research. 1983, 88 (A12): 10170. ISSN 0148-0227. doi:10.1029/JA088iA12p10170 （英语）.
- ^ Willson, RichardC. Measurements of solar total irradiance and its variability. Space Science Reviews. 1984, 38 (3-4). ISSN 0038-6308. doi:10.1007/BF00176830 （英语）.
- ^ Brasseur, G., and S. Salomon, "Aeronomy of the Middle Atmosphere", Reidel Pub., Dordrecht, 1984
- ^ Schmidtke, G., Modelling of the solar radiation for aeronomical applications, in Flügge, S. (ed), Encycl. Phys. 49/7, Springer Verlag, Heidelberg, 1
- ^ Knipp, D. J.; Tobiska, W. K.; Emery, B. A. Direct and Indirect Thermospheric Heating Sources for Solar Cycles 21–23. Solar Physics. 2004-10, 224 (1-2): 495–505. ISSN 0038-0938. doi:10.1007/s11207-005-6393-4 （英语）.
- ^ Volland, Hans. Atmospheric Tidal and Planetary Waves. Dordrecht: Springer Netherlands. 1988. ISBN 978-94-010-7787-3. doi:10.1007/978-94-009-2861-9.
- ^ Köhnlein, W., A model of thermospheric temperature and composition, Planet. Space Sci. 28, 225, 1980
- ^ von Zahn, U.; Köhnlein, W.; Fricke, K. H.; Laux, U.; Trinks, H.; Volland, H. Esro 4 model of global thermospheric composition and temperatures during times of low solar activity. Geophysical Research Letters. 1977-01, 4 (1): 33–36. doi:10.1029/GL004i001p00033 （英语）.
- ^ Prölss, Gerd W. Density Perturbations in the Upper Atmosphere Caused by the Dissipation of Solar Wind Energy. Surveys in Geophysics. 2011-03, 32 (2): 101–195. ISSN 0169-3298. doi:10.1007/s10712-010-9104-0 （英语）.
