很少的气体，也可以撑起很大的半径
一颗行星变小，不一定要丢掉很大一部分总质量。岩石和铁比较致密，轻的氢氦包层可以用很少的质量占据很大的体积。失去包层、包层冷却收缩，以及改变包层组成，都可能让同一颗行星在望远镜看来变得更小。1
本库重算的一组已发表演化输出里，有一个具体例子：同一个形成起点，演化到50亿年，如果关闭光蒸发，模型行星为2.525个地球质量、2.298个地球半径，气体包层约占总质量的1.09%；开启相应逃逸处理后，包层被剥去，质量变为2.497个地球质量，半径为1.276个地球半径。总质量只差约百分之一，半径差别却很大。这是该模型中的对照，不是所有百分之一包层都对应同样半径的定律。1114
要解释这种变化，需要接上四个问题：什么给大气提供能量，气体怎样越过引力束缚，哪些成分更容易离开，以及余下气体怎样决定半径。光谱通常只看见其中一部分，因此还要说明“看见了什么”与“推断了什么”的关系。
气体怎样越过引力束缚
在稀薄高层，一些速度足够快的粒子可以直接离开，这通常称为Jeans逃逸。能否使用这种图像，要检查粒子碰撞是否已经很少：平均自由程与大气变化尺度相当的位置附近，连续流体近似开始失效。1
受强烈加热的大气则可能以流体形式向外运动。气体仍频繁碰撞，压力梯度持续做功，外流可以从低于声速加速到高于声速。它不要求每个粒子在出发处就已经达到逃逸速度。
一个最小例子是稳定、球对称、等温的Parker风。连续性和动量方程写成：
这里$u$是径向速度，$c_s$是等温声速。忽略恒星潮汐、磁场和温度变化时，平滑跨越声速的解经过$r_s=GM_p/(2c_s^2)$。温度、平均粒子质量和引力决定这个尺度；密度决定同样速度下到底流走多少质量。3
这也说明，为速度曲线找到了一个漂亮的解，还不等于知道了流失率。需要继续决定气体从哪里供给、密度多大、为什么能保持这个温度，以及在关键区域是否仍有足够碰撞。
能量预算是约束，不是随处适用的流失公式
常见的“能量限定”估算，假定行星截获的高能辐射中，有一部分用于把气体带出引力势阱：
其中$R_{\rm abs}$是吸收高能辐射的有效半径，$\Delta\Phi$是每单位质量需要克服的势能，$\epsilon$概括相关能量转换效率。忽略潮汐时，常近似取$\Delta\Phi=GM_p/R_b$，但$R_b$、高能吸收半径和光学凌星测得的半径并不天然相同。1
本库在一个自选例子中，取5个地球质量、$R_b=R_{\rm abs}=2$个地球半径、高能通量10 W/m²、效率0.1，算得约$3.26\times10^6$ kg/s。只把吸收半径增大50%，估计流率增加2.25倍；如果连势能参照半径也一起增大50%，则增加3.375倍。两个结果对应不同假设，不能只说“行星半径大了，所以流失率按三次方增加”。14
辐射能也可以通过复合、谱线辐射、分子冷却等途径离开；内部冷却还可能提供另一部分能量。不同区域的温度、吸收层位置和流动会互相影响。因此，固定一个效率并线性放大入射通量，未必继续给出正确流率。
Owen和Schlichting研究了高能辐射驱动与内部冷却、恒星总辐射共同支持的外流如何衔接。在其近似结构里，关键是高能光子能否穿透到原来外流的声速点以内：若在亚声速区域加热，就有机会改变上游供给和流率；若主要在已经超声速的外流中被吸收，对供给的影响不同。2
“内部冷却驱动”和“光蒸发”因而不一定是两股可直接相加的独立流。行星可以随收缩和辐射演化，从一种主导情形转到另一种；较低层被加热撑大，还可能让行星截获更多高能光子。这些判断依赖加热位置、气体碰撞和边界条件，不能把一个声速点判据扩大到所有含磁场、激波或外部约束的情况。
氦吸收显示了延伸气体，流失率还需要反推
WASP-107 b提供了一个直观例子。它约有30.5个地球质量，半径却接近木星，属于非常蓬松的低密度行星。2025年末在线发表的一项JWST研究，在光学凌星之前和之后都发现了氦吸收，说明遮挡恒星的气体结构延伸到行星本体之外。5
这次观测约持续6.2小时，覆盖一个凌星过程和两侧基线。这里的“连续吸收”是对这段观测中的前后结构而言，不是说已经观测了整个轨道，更不是持续数十亿年的监测。
本库重绘正式配套数据：氦附近波段的拟合凌星深度峰值约为2.3953%，它包含行星本体的遮挡。用两个相邻背景点作简单线性插值，得到额外峰深约0.337%，接近作者所报约0.34%的量级。这个两点估算只帮助理解“额外吸收”，不替代完整连续谱拟合。714
数据表中的拟合深度与光变最低点也不是自动相同的量，后者还受到恒星临边昏暗和凌星几何影响。公开分箱光变没有误差列，因此本库没有用它重新声称作者报告的17σ或36σ显著性已经独立复现。
氦的这一近红外吸收来自亚稳激发态，而不是所有氦原子。极紫外辐射可以使氦电离，电子复合又能填充相关激发态；另一些紫外光子和碰撞过程则可以把它清空。于是，同样的氦总量，在不同恒星辐射下也能显示不同吸收。34
本库用一个参照文献系数量级的三状态平衡模型演示这一点：固定总氦和电子密度，将激发态光电离率从$10^{-4}$改成1每秒，氦处于亚稳态的份额从约$6.94\times10^{-6}$降到$1.94\times10^{-7}$，相差约36倍。它没有模拟沿外流输运、光学厚度或真实恒星光谱，作用是说明读出对气体状态的依赖。
仪器分辨率也会改变峰深。自选一条峰深5.5%、半高全宽0.10 nm的高斯吸收线，将它平滑到该观测约700的分辨率，峰深变为约0.355%，而吸收面积保持不变。这不是给真实氦三重线反推了线宽，而是说明高分辨率的百分之几与低分辨率的零点几，不能不经卷积就直接比较。14
在实际取得的WASP-107 b作者全文版本中，延伸气体用椭球形热层和相关密度模型描述。质量流失率与温度、H/He比例及金属丰度存在简并；约$10^{12}$ g/s属于指示性的模型量级。恒星光谱重建和斑点等影响也需要处理。56正式期刊主文全文未取得，作者版与正式补充资料的读取范围在来源记录中分别保留，未假定所有版本细节完全相同。
同样失去八成气体，余下的组成可以不同
气体不一定按原比例一起离开。向上流动的氢会碰撞并拖曳氦等较重组分，重力和扩散则使不同粒子倾向于分开。拖曳弱时，较重组分可以较多地留下；拖曳强时，流出气体更接近原来的组成。8
在一个中性氢—氦两组分近似里，拖动重组分所需的临界总质量通量可写成：
这里$x_{\rm H}$是氢的粒子数份额，$b$是粒子数密度与二元扩散率的乘积，单位为$\mathrm{m^{-1}s^{-1}}$；$\phi$是单位面积的总质量流率。低于门槛时，该近似中的氦拖曳通量为零；高于门槛时，两种组分的数通量分别求解，并满足$m_{\rm H}\Phi_{\rm H}+m_{\rm He}\Phi_{\rm He}=\phi$。它没有计入所有可能的重组分逃逸渠道，也没有包含离子、电场或更复杂化学。
本库按照这套分馏关系做了一个无量纲计算。初始氢、氦粒子数比为90:10；由于氦原子更重，初始氦的质量份额实际约为30.77%。分别取初始拖曳门槛0.3、3和30倍的固定总质量通量，在三种情况下都比较“已经损失80%初始气体”的时刻，得到剩余氦质量份额约为100%、51.2%和32.5%。14
这里氦比例上升，并不代表氦总量增加。即使最弱流的剩余气体几乎都是氦，氦本身也已经失去一部分。模型预先给定了总通量、温度和重力，没有让收缩、平均粒子质量和辐射反过来改变外流，因而只用于解释分馏机制。
包含热演化的更完整计算也预测：某些已大量损失、但还没有完全丢光初始包层的亚海王星，可以在数十亿年后富集氦。Malsky等的研究把这类预测放在半径谷上沿附近，同时指出云雾等会增加光谱判别难度。9
还有一个方向容易看反：剩下的包层富氦时，当下逃出去的风反而可能相对缺氦，因为分馏正是通过优先失氢发生的。因此，逃逸氦的谱线强弱、逃逸风的He/H比例和剩余包层的He/H比例，是三个不同的量。
当前流失率、已经失去多少与还剩多少，要分别算
长期气体预算满足：
即使忽略补给，累积损失也需要整个流失历史。恒星高能辐射会变化，行星会收缩、迁移和改变成分，当前速率只能提供其中一个时点的约束。
例如$10^{12}$ g/s换算为每十亿年约5.28个地球质量，这是单位换算。要把它当成实际过去或未来十亿年的损失，还必须假定流率可以持续保持。对WASP-107 b这类约30个地球质量的蓬松行星，这个区别显然会影响演化判断。14
另一个常用量是$M_{\rm H}/\dot M_{\rm H}$，它表示以当前流率耗尽现存氢需要多长时间。2026年的一项研究尝试用逃逸观测和这种时间尺度约束包层组成，提出当前氢储量至少要能支持一个行星年龄的流失。13这个条件比质量守恒本身更强：初始拥有过足够的氢，不等于今天仍须拥有同样多的氢。
一个简单的守恒反例是，在自选单位下，取：
到$t=1$，气体仍在流失；当前剩余量为0.1，流率为0.25，剩余量／当前流率为0.4，小于系统已有的年龄1。流失率始终在下降，总量也严格守恒。它会在$t=1.5$耗尽，而不是因为今天储量少于“当前率×年龄”就无法存在。
因此，上述时间尺度条件可以作为有额外物理或演化阶段依据的模型约束，但不能只由“今天还观测到逃逸”推出。要把它转成组成上界，还需说明包层结构、补给、所处阶段及其历史。这并不否定联合逃逸与光谱信息的价值，而是把中间那一步条件写出来。
半径谷还记得形成史和水的物态
所谓半径谷，是近轨道小型系外行星的半径分布中，约1.5—2个地球半径附近较少出现行星的区域。一个经典解释是部分行星失去了氢氦包层，露出更小的岩石核；但形成于更远处、携带较多水并向内迁移的行星，也会参与这个分布。10
水在什么物态、放在哪里很重要。把水强制放在气体包层下面的致密凝聚层，与允许水以蒸汽等形式混入包层，得到的密度和半径不同；这又会反过来改变吸收辐射和逃逸的条件。
Burn等将形成、迁移、内部结构和长期演化连接起来。本库从其公开数据重算了三种50亿年演化输出：名义模型、将水放在凝聚层的变体，以及关闭光蒸发的变体。三者使用同一套形成框架，随后改变相关演化处理；它们不是三组独立观测。1011
| 演化处理 | 筛选后的模型数 | 干岩石 | 含水而不含H/He | 仍含H/He |
|---|---|---|---|---|
| 水可混合成蒸汽＋逃逸 | 2,554 | 1,727 | 502 | 325 |
| 水处于凝聚层＋逃逸 | 2,544 | 1,195 | 1,160 | 189 |
| 水可混合成蒸汽，关闭光蒸发 | 2,545 | 618 | 985 | 942 |
第一种与第三种对照说明，在这套形成起点和演化模型里，逃逸显著增加了剥去包层的岩石行星；第一种与第二种对照则表明，水的处理方式会改变含水行星落在什么半径。它们共同影响分布，不能单独根据一个半径给每颗行星指定组成。
分类本身也要与模型一致。在凝聚层版本中，没有气体包层的对象仍可能保有凝聚态水，所以本库没有把所有“气体包层质量为零”的行星都算成干岩石。
这些结果还不意味着已经唯一确定了真实行星群体的形成路线。作者报告其模型在1—5天轨道上产生过多水丰富的亚海王星，并保留了迁移处理等解释。模型还对水和氢氦的逃逸作加权近似、令包层水质量份额保持混匀；它没有自动包含前一节演示的全部选择性分馏。直接与Kepler分布定量比较，另需观测几何、检测与筛选模型；本库本次重算的是演化输出的机制对照。10
小型系外行星的逃逸观测，怎样补上群体解释
与蓬松的WASP-107 b相比，TOI-776 b和c的半径约为1.85和2.02个地球半径，更接近半径谷。2025年的HST研究报告了它们的Lyman-α凌星吸收，并结合辐射和外流模型解释为氢逃逸。12
这项研究把单个对象与群体模型接得更近，但证据仍有层次。部分观测的基线与凌星相隔约40小时，恒星变化并未被完全排除；作者也讨论了强磁场束缚延伸气体的替代情况。流失率范围依赖恒星高能光谱、外流温度、几何和能量效率等先验。
在作者考察的模型中，外侧行星的信号不支持氧丰富的解离蒸汽外流，这对相应含水解释形成约束；它不是直接称出了整个行星的水含量，也不把所有亚海王星都判成同一种组成。
目前能够站住的过程图景是：加热与气体供给共同决定逃逸，逃逸可能改变包层质量和组分，收缩和组成再反馈到半径与后续逃逸。氦吸收、氢吸收、质量和半径测量、恒星年龄与辐射，以及形成—演化模型，各自约束不同环节。要判断某一颗行星最终会保留什么，应让这些约束在同一套时间、组成和能量账中相容。