“克苏鲁入侵”？法国上空出现的“红色精灵”到底是怎么回事？| 科到了

作者：中国科学院物理研究所程煜 审核：中国科学院物理研究所赵继民研究员

2026年10月，一组照片在网上传开。法国科西嘉岛卡尔维附近的蒙特马焦雷村上空，一团巨大的红色发光体如扎根于天空的“空想之根”：顶部是一片横跨近百公里的赤色辉光，底下垂着几十条细密的触须——这个悬在空中的触手状身影，难怪让人联想到克苏鲁神话。

尽管图片视效相当震撼，但有两点需提及。第一，那团红光其实并不在科西嘉上空——它真正的源头是五百多公里外、西班牙巴塞罗那附近海面上的一个强雷暴，摄影师只是算好了位置和角度，让远处的高空现象恰好落在村子的正上方。第二，它并非我们熟悉的那种闪电：它出现在地面以上五十到九十公里的中间层，一次只亮几毫秒，肉眼几乎无法捕捉。

图 1 2026 年 9 月 16 日夜，科西嘉岛卡尔维附近蒙特马焦雷村上空的红色精灵。它其实位于五百多公里外雷暴上方五十到九十公里的高空，只是取景上与村庄叠在了一起。摄影：Florian Riou。

这一现象有个好听的名字——红色精灵（red sprite）。它为什么会有这么耀眼的红色？闪电的颜色又来自何处？要看懂这团红光，得先把普通闪电讲清楚。

一、它不是闪电，却是一次放电

红色精灵本质上也是一次气体放电——和闪电、日光灯属于同一大类现象，只不过发生在大气的高层。它的主体通常能保持五十到九十公里的纵向范围，横向能铺开五到三十公里，一次只持续几毫秒[1]。它和普通闪电比，有三点特殊。

（1）它是“隔空”发生的。普通闪电的电流沿着一条从云团到地面的电荷通道行进；而精灵出现在雷暴云顶上方几十公里的中间层，与下方雷暴之间没有任何导电通道相连。能量来自雷暴，放电却发生在高空——相当于被几十公里外的一个电场“遥控”点亮。

（2）它并非普通闪电那样的一条空-地导电通道，而是一大片结构。精灵的主体由许多细丝状的放电通道组成，它们在稀薄空气中同时向上下延伸，一边跑一边分叉，整体像一棵倒挂的树。

（3）它是一团“冷”的等离子体。这一点最反直觉：普通闪电的通道被电流加热到三万开尔文，是一团热平衡的等离子体；而精灵所在的高度空气稀薄、放电电流很小，气体本身几乎没有被加热，中间层的环境温度只有零下八十至零下五十摄氏度。真正被“加热”的只有电子——电场把它们加速到数电子伏特，比周围空气分子的热运动高出两三个数量级[2]。换句话说，精灵是低温的荧光，不是高温的火焰。既然它和下方雷暴之间没有导电通道，那个“遥控”它的电场又是从哪儿来的？答案得到地面附近去找，而且不是随便哪一次闪电都行。

二、一次"够格"的正地闪

打到地面的闪电分两类：把云中负电荷送到地面的叫负地闪，把云中正电荷送到地面的叫正地闪。在多数地区，负地闪占九成左右，正地闪不到一成[3]。两者的差别不只是电荷的符号：一次负地闪里通常连打好几击，每一击只送走几库仑电荷，所以它虽然常见，单次却很“轻”；正地闪往往只打一击就收手，但那一击能送走几十库仑，比负地闪大出一个量级[3]。

图 2 雷暴云的三极电荷结构与两种地闪机制。左：雷暴云的电荷结构。右：两种地闪机制。虚线是向下发展的先导，亮线是沿通道冲上云端的回击；橙色箭头是自地面突出物向上迎击的连接先导，它与下行先导在一个亮点上会合，电路就此打通。两类地闪的区别在于——负地闪把云中部主负电荷区（5～6公里）的电荷送下来，占全部地闪的九成左右，一次要打好几击，每击只送走几库仑；正地闪把云中上部正电荷区（8～10公里）的电荷送下来，不到一成，通常只打一击，但这一击能送走几十库仑，并且常伴随持续几十毫秒的连续电流。正因为搬走的电荷矩够大，它才能在八十公里高空建立起击穿所需的电场，触发红色精灵。

红色精灵的触发者，绝大多数正是这种“一击即走”的正地闪。但需要注意，起决定作用的并不是电荷的正负号，而是放电过程中一口气搬走了多少电荷、这些电荷原先待在多高的位置。这两者相乘得到一个量，叫电荷矩变化，这是衡量大气放电能力的重要物理量。

接下来的过程就很直接了。雷暴云的电荷本来屏蔽着上方的大气电场，这些电荷一旦被迅速搬走，屏蔽就没了，六十到九十公里高度随即凭空冒出一个准静电场[2]。这一次搬运的时间尺度是几百微秒到一两毫秒，被搬走的电荷量级是一百到三百库仑[2]。那里的空气稀薄得惊人：七十公里高处的大气密度只有海平面的约一万五千分之一，而空气越稀薄，击穿它所需要的场强就越低，大致正比于密度：

式中h代表距地表高度，Ek(h)为高度h处空气的击穿场强，N(h)代表距地面h米高度处的中性大气数密度，N0则为海平面处的数密度。把标准大气代进去：距地五十公里处约2700伏每米，七十公里处约200伏每米，九十公里处只剩9伏每米[2]。于是一个“放电窗口”出现了：往低处，空气太稠密，击穿场太高；往高处，电离层的电导率上升，电场还没来得及建立，就被自由电荷短接掉了。只有中间这一段，刚好两头都够得着[4]。

那么，一次闪电到底要“够格”到什么程度，才能在八十公里高空点亮一片精灵？

答案是看电荷矩变化有没有越过一个阈值。被搬走的电荷会在高空建立一个电场，这个电场的强度大致正比于电荷矩——搬走的电荷越多、起点越高，高处的电场就越强。电荷矩不够大的闪电，在高空建立的电场无论哪一层都越不过放电的门槛，精灵就点不亮；电荷矩越过阈值，总有一层空气挡不住电场，于是发生放电。

Cummer和Lyons总结了三个雷暴里发生的多次地闪，给出了红色精灵产生的阈值电荷矩，并发现这一阈值相当有效：越过阈值的闪电几乎都产生了精灵，没越过的则几乎没有，阈值的具体数值在350到600库仑·公里之间浮动，不同夜晚略有差别[5]。需要强调的是，有些负地闪也可能越过这一电荷矩阈值，只是罕见：在核对过的全部地闪中，只有一次负地闪越过了这条线[5]。

以上条件一旦满足，放电就开始了。局部电场越过阈值的地方，电子碰撞大气分子使其发生电离；雪崩产生的空间电荷又把电场扭曲成头部强、尾部弱的样子，形成一个能自己往前跑的薄层——这就是流注（streamer），也就是开头说的那些“细丝”[6]。窗口里的电子则被准静电场加速起来，从光谱反推出来的特征能量大约4到6.5电子伏特[7]——这个数字将是红色发光的关键来源。

三、先弄清普通闪电的颜色

要讲清楚那团红光，得先知道普通闪电为什么是白的。放电通道里的空气被加热后完全电离，变成一团自由电子和离子的混合物。自由电子从离子旁边掠过、被俘获的瞬间，会把多余的动能以光的形式放出来，这叫复合辐射；它没有固定的波长，会铺开成一片连续的光。1965年，Orville和Uman专门测量了这段连续谱，发现它的强度从5900埃一直涨到3900埃，而且这条曲线的形状既不是黑体辐射谱，也不是等温的韧致辐射谱——它确实来自自由电子被离子俘获的过程[8][9][10]。

真正决定颜色印象的，是叠在连续谱上的自发辐射谱线。其中最亮的是一次电离氮（N II）的谱线，波长从444.7纳米一路排到568.0纳米，全部落在蓝紫到青绿这一段。1984年，Orville和Henderson做出了绝对辐照度测量，给出结论：闪电在505纳米附近50纳米的范围内发光最强，强度是825纳米附近的四倍以上[11]。换句话说，闪电发的光比太阳还“蓝”。

很多人讲“闪电太热了所以发白”。“热”确实是原因，但闪电的发光并不是与温度关联的黑体辐射，而是“高温把氮原子电离、被激发的离子再发光”这条路。同样的温度，如果换成另一种发光机制，颜色完全可以不一样——颜色从来不是温度的同义词，而是能级结构和跃迁概率的同义词。

既然发光靠的是能级和跃迁概率，那么同样一批氮分子，在高空为什么单单向红光那一支倾斜？答案要先从“发光有哪几种可能”说起。

图 3 闪电发光光谱示意。两种成分叠加后的闪电光谱：浅蓝区域为连续谱，向蓝端上升；红色竖线是 N II（一次电离氮）的谱线，集中在440到570纳米；深色粗线是总强度，以480到530纳米一带最强。

四、同样是氮分子，为什么偏偏发红

精灵的光谱从第一次被测到时起就已被敲定：1996年，Hampton等人在540到840纳米范围内测量了十次精灵事件，发现所有发射都来自氮分子的第一正带系（1PG），而且看不到N₂⁺的谱带[12]。

在可见光范围内，能把精灵染上颜色的发光通道主要有三条：氮分子的第一正带系（1PG），发出600到800纳米的红光；第二正带系（2PG），发出300到400纳米的紫光；氮分子离子的第一负带系（1NG），发出391和428纳米的蓝光。

每条通道都有一个“起步价”，即它的上能级离基态有多高——对应电子撞上来时，至少要带来这么多能量，才能把分子抬到高能级的状态。第一正带系只要7.4电子伏特的能量，第二正带系要11.0电子伏特，第一负带系则要18.7电子伏特。7.4电子伏特是什么概念？可以借一个换算关系来掂量：

用它可以算出，整个可见光波段的光子，能量也不过在1.6到3.1电子伏特之间。也就是说，电子送给氮分子的这份能量，远远大于最后变成光的那一份，差额留在分子内部，最终多半变成了热。电子的激发是一笔“大额支付”，发光只是找回来的零头。

麻烦在于，精灵里的电子并不富裕。从光谱反推出来的特征能量只有4到6.5电子伏特[7]，连最“便宜”的第一正带系都够不着。这意味着绝大多数电子撞在氮分子上，只是把它撞得转一转、振一振，根本抬不到能发光的能级；只有能量分布里跑得最快的那一小撮，才勉强越得过7.4电子伏特这条线。于是在电子勉强能实现“温饱”的地方，三条发光通道里被大量点亮的只有能量需求最低的1PG，而它发出的正是红光。

可故事如果停在这里，会留下一个漏洞：实验室里常在常压氮气中放电，电子管够，氮分子照样被激发，为什么从来看不到满天红光？问题出在“被激发”和“发出光”之间还隔着的一道关。1PG对应的上能级叫B3Πg，它和下面的能级A3Σu+之间的跃迁，自旋和宇称都是允许的，但两者的电子组态只差一个电子，跃迁偶极矩很小，这一步因此慢得出奇。后果是处在B3Πg能级上的分子，平均要等上大约6微秒才轮得到发光，而通常允许的跃迁只要纳秒量级[13]。

6微秒，在气体里是很长的时间。分子还没来得及发光，就可能先撞上别的分子，把这份能量以动能的形式交出去——激发能变成了热，发光也就没了。这个过程叫碰撞猝灭。于是每个被激发的分子都要参加一场赛跑：是自己先发光，还是先被撞掉？它们的胜负关系可以写成：发光效率 = 辐射速率 ÷（辐射速率 + 被撞掉的速率）。

其中，碰撞猝灭速率近似正比于空气密度，而空气密度随高度升高迅速下降，所以这场赛跑的胜负，实际上是由高度决定的。在海平面的空气里，处在高能态的氮分子只有约三千分之一的概率来得及发光；到了七十公里高空，这个概率升到88%，两者相差近2700倍[14]。把同样的算法用在另外两条通道上，结论正好相反：它们的寿命只有几十纳秒，快得让猝灭来不及插手，即使在五十公里，发光效率仍有98%和89%。

两条规律合起来，红色和蓝紫色的分工就清楚了。七十到九十公里的精灵主体，三条通道都能发光，但只有1PG的发光门槛低到能被大量激发，于是红光占绝对主体；越往低处走，空气越稠，1PG的效率开始塌陷，而蓝紫光几乎不受影响，相对份额就升上来。观测正好印证了这一点：Stenbaek-Nielsen等人用每秒一万帧的光谱发现，蓝色发射几乎只出现在流注的头部[15]——那里电场最强、电子最“热”，这样才有本钱点亮另两条“昂贵”的通道。

说到这里，可以顺便纠正一个流言：“精灵发红，是因为蓝光被大气吸收了”。这是不对的。精灵本身就发生在五十到九十公里，正在臭氧层的上方；从地面看过去，蓝光穿过的平流层和对流层，在可见光波段基本透明，并不会被滤掉。真正起筛选作用的不是大气，而是氮分子自己的能级结构和猝灭动力学：红光不是因为蓝光被挡住，而是因为红色那条通道的发光最容易，在稀薄空气里也最容易实现。

图 4 氮分子三种发光途径“来得及发光”的比例随高度的变化。红光那条（上能级寿命约6微秒）在约56公里处折半，要到70公里以上才接近满值；而寿命只有几十纳秒的蓝紫途径几乎不受影响。这就是红光出现在高处、蓝紫出现在低处的定量原因。

五、结语

红色精灵只是“中高层大气瞬态发光事件”这个大家族里最出名的一个[1]。同族的还有更弥散的精灵晕盘，它没有触须，常常先于精灵出现；有贴在九十公里上下的淘气精灵；有从云顶往上蹿的蓝色喷流。这一家子其实按高度排成了一串：高度五十公里左右对应蓝色喷流，七十到九十公里是红色精灵和它的晕盘，再往上是电离层底部的淘气精灵。

它们不只是好看。这些放电会改变电离层的电子密度、辐射出极低频电磁波、生成氮氧化物，是地球天气和近空间环境之间的一个耦合窗口[2][7]。

至于文章开头的那张照片，之所以难得，一半靠的是几何。站在地面上能看多远取决于地平线：观测点海拔0.5公里、目标在80公里高空，最远能望到约1100公里，五百多公里完全在视野之内；剩下的就是天气和运气：夜空无云、光污染极低、远方有一个发展成熟的强雷暴，再配一台高感光度相机和足够短的曝光[5]。里乌把这几条都凑齐了，还额外加了一样：让五百公里外的现象，恰好落在科西嘉的村庄头上。

完全相同的氮气分子，在温度三万度、密度是海平面量级的闪电通道里几乎沉默不语；到了八十公里高空，在稀薄得近乎真空的空气里，它们反倒用微秒级的从容，把电子递过来的能量换成了一片红光。因此，闪电的颜色不是被谁染上去的。它是能级结构、辐射寿命和碰撞概率共同算出来的一道解。

参考文献

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[2] Pasko, V. P., Inan, U. S., Bell, T. F., & Taranenko, Y. N. Sprites produced by quasi-electrostatic heating and ionization in the lower ionosphere. Journal of Geophysical Research 102, 4529–4561 (1997). https://doi.org/10.1029/96JA03528

[3] Rakov, V. A., & Uman, M. A. Lightning: Physics and Effects. Cambridge University Press (2003). https://doi.org/10.1017/CBO9781107340886

[4] Dwyer, J. R., & Uman, M. A. The physics of lightning. Physics Reports 534, 147–241 (2014). https://doi.org/10.1016/j.physrep.2013.09.004

[5] Cummer, S. A., & Lyons, W. A. Implications of lightning charge moment changes for sprite initiation. Journal of Geophysical Research 110, A04304 (2005). https://doi.org/10.1029/2004JA010812

[6] McHarg, M. G., Stenbaek-Nielsen, H. C., & Kammae, T. Observations of streamer formation in sprites. Geophysical Research Letters 34, L06804 (2007). https://doi.org/10.1029/2006GL027854

[7] Kuo, C.-L., Hsu, R. R., Chen, A. B., et al. Electric fields and electron energies inferred from the ISUAL recorded sprites. Geophysical Research Letters 32, L19103 (2005). https://doi.org/10.1029/2005GL023389

[8] Orville, R. E. A high-speed time-resolved spectroscopic study of the lightning return stroke: Part II. A quantitative analysis. Journal of the Atmospheric Sciences 25, 839–851 (1968). https://doi.org/10.1175/1520-0469(1968)025<0839:AHSTRS>2.0.CO;2

[9] Orville, R. E. A high-speed time-resolved spectroscopic study of the lightning return stroke. Part III. A time-dependent model. Journal of the Atmospheric Sciences 25, 852–856 (1968). https://doi.org/10.1175/1520-0469(1968)025<0852:AHSTRS>2.0.CO;2

[10] Orville, R. E., & Uman, M. A. The optical continuum of lightning. Journal of Geophysical Research 70, 279–282 (1965). https://doi.org/10.1029/JZ070i002p00279

[11] Orville, R. E., & Henderson, R. W. Absolute spectral irradiance measurements of lightning from 375 to 880 nm. Journal of the Atmospheric Sciences 41, 3180–3187 (1984). https://doi.org/10.1175/1520-0469(1984)041<3180:ASIMOL>2.0.CO;2

[12] Hampton, D. L., Heavner, M. J., Wescott, E. M., & Sentman, D. D. Optical spectral characteristics of sprites. Geophysical Research Letters 23, 89–92 (1996). https://doi.org/10.1029/95GL03587

[13] Lofthus, A., & Krupenie, P. H. The spectrum of molecular nitrogen. Journal of Physical and Chemical Reference Data 6, 113–307 (1977). https://doi.org/10.1063/1.555546

[14] Kossyi, I. A., Kostinsky, A. Yu., Matveyev, A. A., & Silakov, V. P. Kinetic scheme of the non-equilibrium discharge in nitrogen-oxygen mixtures. Plasma Sources Science and Technology 1, 207–220 (1992). https://doi.org/10.1088/0963-0252/1/3/011

[15] Stenbaek-Nielsen, H. C., McHarg, M. G., Haaland, R., & Luque, A. Optical spectra of small-scale sprite features observed at 10,000 fps. Journal of Geophysical Research: Atmospheres 125, e2020JD033170 (2020). https://doi.org/10.1029/2020JD033170

编辑：持之以恒