在不破坏行星大气层的情况下行星自转速度最大能达到多少？
这是一个非常有趣的问题，它触及了天体力学和材料科学的边界。如果我们要探讨“不破坏行星大气层的情况下行星自转速度的极限”，我们得先搞清楚是什么会“破坏”大气层。
在不考虑其他天体引力扰动，只关注行星自身自转的情况下，我们主要需要考虑两个方面对大气层的影响：
1. 离心力导致大气向外逸散：行星自转越快，赤道处的离心力就越大。这种离心力会抵抗行星自身的引力，把大气往外“甩”。如果离心力足够大，就可能导致大气层最外层的粒子逃逸到太空中。
2. 极端天气和大气动力学改变：即使大气粒子没有直接逃逸，极快的自转也会极大地改变大气的流动模式。想象一下，赤道地区的速度远超音速，这会导致剧烈的气压梯度、温度差异以及前所未有的风暴。这些极端现象可能会彻底改变大气层的结构和组成，甚至导致物质的重新分布，比如高层大气被吹散到高层空间，或者形成非常扁平、几乎没有垂直分层的大气。
所以，“不破坏”的定义就变成：在大气层基本保持在行星引力束缚范围内，且其结构和组成没有发生灾难性改变（例如，大部分气体逃逸或大气层被撕裂成完全不同的形态）的前提下，行星的自转速度有多快？
理论上的推演与限制
要回答这个问题，我们可以从几个关键点入手：
1. 何时大气逃逸会变得显著？
大气逃逸的速率很大程度上取决于气体的平均速度和行星的引力。对于一个给定的气体分子，如果它的速度大于行星的逃逸速度，它就有可能逃逸。在行星表面（或者大气层顶端），自转引起的向外加速会叠加在气体本身的随机热运动速度上。
赤道处的合成速度可以近似为：
`v_total = v_rot + v_thermal`
其中 `v_rot` 是行星赤道自转线速度，`v_thermal` 是气体分子的热运动速度。
我们知道，行星的引力大致可以将大气束缚住，只要气体分子的速度远小于行星表面的逃逸速度 `v_esc`。
`v_esc = sqrt(2GM/R)`
其中 `G` 是引力常数，`M` 是行星质量，`R` 是行星半径。
当行星自转速度达到一定程度时，赤道处的离心加速度 `a_c = v_rot^2 / R` 会变得显著。我们可以在大气顶端引入一个“有效引力”，它等于行星真实引力减去离心力。然而，更直接的考虑是，当赤道处的自转速度接近气体分子逃逸所需的总速度时，问题就来了。
2. 材料强度作为最终限制
行星本身也不是无限坚固的。虽然我们关注的是大气，但行星的形状和完整性最终会限制它的自转速度。如果行星自转得太快，离心力会试图把构成行星本身的物质向外拉扯。对于固体行星，这会引起巨大的应力。而对于气体巨行星，它们本身就是由气体和液体构成的，所以这里的“破坏”更多的是指大气层本身的解体。
如果假设行星是由一种理想的、能够承受巨大应力的材料构成，那么我们可以先从大气逃逸的角度来考虑。
一个极端的简化模型：逃逸速度的考虑
假设我们有一个具有一定大气层厚度的行星。我们设定一个上限，比如当大气层最外层的平均速度接近行星的逃逸速度时，我们就认为大气层受到了“破坏”。这是一个非常粗略的设想，因为逃逸是一个渐进过程，并且受温度、分子质量等多种因素影响。
如果我们再简化一点，考虑在一个临界半径处（比如大气层顶端），物质的向外速度 `v_rot` 不应超过行星引力能束缚的能量所对应的速度。但行星的引力对大气来说是分布式的，不是一个单一的逃逸速度点。
更实际的考量：科里奥利力与大气动力学
问题的核心在于，当自转速度增加时，科里奥利力会变得极其强大。科里奥利力是由于在旋转参考系中观察运动物体而产生的惯性力，它与物体的速度和旋转角速度成正比。
`F_coriolis = 2 m (v x ω)`
其中 `m` 是粒子的质量，`v` 是粒子速度，`ω` 是行星的角速度。
极快的自转意味着巨大的科里奥利力。这会导致：
超级化的喷射流（Jet Streams）：大气会在赤道附近形成极度狭窄、速度极快的喷射流。
大气动力学的剧变：行星的大气环流模式会被完全改变，可能形成非常扁平、几乎只有东西向（沿纬度方向）流动的结构，而南北向的对流会被抑制。
极端温度梯度：如果大气层仍然存在，温度分布也会被极度扭曲。
临界点：行星结构的自我限制
真正可能限制行星自转速度的，往往是行星本身的结构稳定性。
对于岩石行星：如果行星自转太快，赤道处的离心力会导致行星隆起，最终材料的抗拉强度不足以支撑这种变形，行星可能会在赤道处被撕裂。达到这个程度的自转速度，大气层早就被抛到九霄云外了。
对于气态巨行星：气态巨行星（如木星、土星）已经接近其结构极限。它们的自转速度很快，但仍然有保持整体性的内部引力。如果它们再快一点，自身物质的离心力可能会导致它们变得更扁平，甚至解体。
让我们尝试量化一个“安全”的自转速度极限，从大气保持稳定性的角度出发：
设想一种情况：当行星赤道上的自转线速度 `v_rot` 使得大气层顶端的粒子由于离心力而获得一个显著的向外加速，且这个加速接近甚至大于大气最外层受到的行星引力时，大气就开始不稳定。
我们知道，角速度 `ω = v_rot / R`。
行星的角速度也可以表示为 `ω = 2π / T`，其中 `T` 是自转周期。
那么 `v_rot = ω R = (2π / T) R`。
如果行星以极快的速度自转，比如自转周期 `T` 非常短。
一个可以用来类比思考的是行星的“稳定极限”，这通常与行星的形状和内部结构有关。如果行星的自转导致赤道处的“表观引力”（真实引力减去离心力）接近于零，那么大气层最外面的部分就会开始逃逸。
“表观引力” `g_eff = g ω^2 R = GM/R^2 ω^2 R`。
当 `g_eff` 接近于零时，大气逃逸会非常严重。
`GM/R^2 ≈ ω^2 R`
`GM/R^3 ≈ ω^2`
`sqrt(GM/R^3) ≈ ω`
将 `ω = 2π / T` 代入：
`sqrt(GM/R^3) ≈ 2π / T`
`T ≈ 2π / sqrt(GM/R^3)`
这就是行星保持球状的近似理论周期。如果自转周期 `T` 比这个值更短，行星就会显著变形，甚至解体。
将 `M = ρ (4/3)πR^3` （假设平均密度 `ρ`）代入：
`T ≈ 2π / sqrt(G ρ (4/3)πR^3 / R^3) = 2π / sqrt(G ρ (4/3)π)`
所以，这个临界自转周期主要取决于行星的平均密度 `ρ`。密度越高的行星，可以承受越快的自转。
对于岩石行星，密度大约在 36 g/cm³ 之间。
对于气体巨行星，平均密度可能只有 1 g/cm³ 左右（土星甚至更低）。
我们以地球的平均密度（约 5.5 g/cm³）为例来计算一个近似的最小周期：
`ρ = 5500 kg/m³`
`G = 6.674 × 10⁻¹¹ N m²/kg²`
`T ≈ 2π / sqrt(6.674 × 10⁻¹¹ 5500 (4/3)π) ≈ 2π / sqrt(1.45 × 10⁻⁶) ≈ 2π / 0.0012 ≈ 5236 秒`
这大约是 1.45 小时。
这意味着，如果地球的自转周期缩短到 1.5 小时以内，它就会开始显著变形，甚至可能解体。
那么，对应的自转线速度是多少？
`v_rot = 2πR / T`
地球半径 `R ≈ 6.371 × 10⁶ m`
`T ≈ 5236 s`
`v_rot ≈ 2π 6.371 × 10⁶ / 5236 ≈ 7670 m/s`
这个速度（约 7.7 km/s）已经是地球赤道自转速度（约 0.46 km/s）的十几倍了。在这个速度下，即使不考虑大气逃逸，行星本身也承受不了。
回到大气层本身
如果行星的结构非常坚固，能够承受极大的应力而不会解体，那么我们再来单独考虑大气。
如果我们将“不破坏大气层”定义为大气层最外层的气体分子平均速度远低于逃逸速度，并且大气整体结构不发生灾难性改变。
一个粗略的估计是，当行星赤道自转线速度 `v_rot` 使得大气层最外层的有效速度（可以理解为逃逸速度的某个比例）与行星逃逸速度 `v_esc` 相当时，大气就开始大量逃逸。
假设一个行星的逃逸速度是 11.2 km/s（地球级别）。
如果我们设定一个“安全”的极限是赤道自转速度的 1/10 达到逃逸速度，那么 `v_rot ≈ 1.12 km/s`。
那么自转周期 `T = 2πR / v_rot ≈ 2π 6.371 × 10⁶ / 1120 ≈ 35800 秒`，大约是 10 小时。
这仍然比地球现在的 24 小时自转周期要快。如果行星自转周期是 10 小时，赤道线速度大约是 1.8 km/s。
关键点：科里奥利力对大气动力学的影响是更早的“破坏”
更现实的限制可能不是直接的大气逃逸，而是极快的自转对大气动力学造成的颠覆性改变。
当行星的自转角速度 `ω` 增加时，科里奥利力 `F_c = 2mωv` 会急剧增大。
一个衡量行星大气“惯性”（行星自转效应 vs 大气热运动/分子动量）的无量纲参数是罗斯比数（Rossby number），它表示惯性力与科里奥利力的比值。
`Ro = v / (ωL)`
其中 `v` 是大气特征速度，`L` 是大气特征尺度。
对于行星大气，我们常常关注的是大气垂直尺度（高度）和水平尺度（行星半径）。在地球上，`Ro` 通常远大于 1，意味着科里奥利力相对行星大气内部的惯性力不够大，行星自转效应不是主导。
但如果行星自转非常快，`ω` 增大，`Ro` 就会减小，意味着科里奥利力变得主导。当 `Ro` 变得非常小（远小于 1）时，大气就会表现出非常强烈的平行于纬度的流动，垂直对流会被极度抑制。
试想一下，如果行星自转周期缩短到几个小时，`ω` 就非常大。如果大气仍然保持一定的水平速度 `v`（例如，在某个尺度上），那么 `v / (ωL)` 就会非常小。
一个极端例子：如果一个行星的自转周期缩短到 1 小时，并且大气层可以维持一定的风速，那么科里奥利力会非常强大。这种力量足以将大气“压平”成一个非常薄的层，并形成超级风暴。
所以，有没有一个能说得过去的“最大”速度？
我们没有一个单一的数字，因为它取决于我们如何定义“破坏”，以及行星本身的性质（密度、结构强度）。
1. 行星结构本身限制（最严格）：如果考虑行星自身不解体，对于一个类地行星，自转周期大约在 1.5 小时左右就会达到极限，赤道线速度约 78 km/s。此时大气早就消失了。
2. 大气逃逸（较严格）：如果目标是大气层不发生大规模逃逸，使得其平均速度远低于逃逸速度。假设行星逃逸速度是 11.2 km/s。如果我们将赤道线速度设为逃逸速度的 1/5 或 1/4，比如 23 km/s，那么自转周期可能是 57 小时。这时大气层或许还能勉强存在，但其动力学将极其狂暴。
3. 大气动力学保持相对“稳定”的范围（最宽松的定义）：如果“不破坏”意味着大气还能维持一定的垂直结构和相对温和的环流模式，那么这个极限速度会更低。当自转速度使得科里奥利力成为主导，能够形成行星尺度的、稳定的扁平大气结构时，就可以认为是一种“破坏”。
结论性的猜测：
如果我们把“不破坏行星大气层”理解为：大气层仍然存在于行星引力范围内，没有发生灾难性逃逸，并且其整体结构（例如，垂直分层）没有被极度扭曲成只能是水平方向流动的扁平层，那么行星自转的速度可能比我们现在知道的任何行星（比如木星的约 12 小时周期）要快一些，但不会太极端。
一个非常粗略的界限可能是在自转周期为几个小时的量级。
这意味着赤道线速度可以达到 几千米每秒 的量级。例如，一个自转周期为 3 小时的类地行星，其赤道线速度约为 3.7 km/s。在这个速度下，科里奥利力已经相当显著，大气环流会变得非常复杂和强烈，但或许还没有达到整体逃逸或行星解体的地步。
再往快了说：
如果行星自转周期达到 1 小时，赤道线速度将达到约 7 km/s。这个时候，大气层最外层受到的离心力会非常大。同时，科里奥利力会极度压制垂直运动，使得大气被“压扁”。大气最外层的粒子，如果其热运动速度能够叠加到这个巨大的线速度上，一旦接近逃逸速度，就会被甩出去。而且，如此快的自转本身就会在行星表面产生极大的应力，如果行星的物质强度不够，它自身就会先于大气层“被破坏”。
所以，不破坏大气层的前提下，行星自转速度的上限是一个非常模糊的概念，它取决于我们对“不破坏”的定义，以及行星本身的物理极限。但可以肯定的是，当赤道线速度接近行星的逃逸速度，或者接近行星结构材料的极限应力所允许的自转速度时，大气层就会被彻底颠覆。如果行星有足够坚固的结构，能够承受巨大的内部应力，那么大气逃逸速率的增加会是限制因素，它也要求行星自转速度不能太接近逃逸速度本身。
总的来说，一个行星能以多快的速度自转而不破坏其大气层，最终会受到其自身质量、半径、平均密度以及构成物质的强度等一系列因素的综合制约。在极端情况下，行星结构本身的稳定性往往会成为比大气逃逸更早的那个决定性因素。如果非要给一个数量级，那么赤道线速度达到 几千米每秒 的量级，并且自转周期在 几个小时 的量级，可能是我们能想象到的，大气层在不发生灾难性改变下的一个比较接近极限的区域了。
在不考虑其他天体引力扰动，只关注行星自身自转的情况下，我们主要需要考虑两个方面对大气层的影响：
1. 离心力导致大气向外逸散：行星自转越快，赤道处的离心力就越大。这种离心力会抵抗行星自身的引力，把大气往外“甩”。如果离心力足够大，就可能导致大气层最外层的粒子逃逸到太空中。
2. 极端天气和大气动力学改变：即使大气粒子没有直接逃逸，极快的自转也会极大地改变大气的流动模式。想象一下，赤道地区的速度远超音速，这会导致剧烈的气压梯度、温度差异以及前所未有的风暴。这些极端现象可能会彻底改变大气层的结构和组成，甚至导致物质的重新分布，比如高层大气被吹散到高层空间，或者形成非常扁平、几乎没有垂直分层的大气。
所以，“不破坏”的定义就变成：在大气层基本保持在行星引力束缚范围内，且其结构和组成没有发生灾难性改变（例如，大部分气体逃逸或大气层被撕裂成完全不同的形态）的前提下，行星的自转速度有多快？
理论上的推演与限制
要回答这个问题，我们可以从几个关键点入手：
1. 何时大气逃逸会变得显著？
大气逃逸的速率很大程度上取决于气体的平均速度和行星的引力。对于一个给定的气体分子，如果它的速度大于行星的逃逸速度，它就有可能逃逸。在行星表面（或者大气层顶端），自转引起的向外加速会叠加在气体本身的随机热运动速度上。
赤道处的合成速度可以近似为：
`v_total = v_rot + v_thermal`
其中 `v_rot` 是行星赤道自转线速度，`v_thermal` 是气体分子的热运动速度。
我们知道，行星的引力大致可以将大气束缚住，只要气体分子的速度远小于行星表面的逃逸速度 `v_esc`。
`v_esc = sqrt(2GM/R)`
其中 `G` 是引力常数，`M` 是行星质量，`R` 是行星半径。
当行星自转速度达到一定程度时，赤道处的离心加速度 `a_c = v_rot^2 / R` 会变得显著。我们可以在大气顶端引入一个“有效引力”，它等于行星真实引力减去离心力。然而，更直接的考虑是，当赤道处的自转速度接近气体分子逃逸所需的总速度时，问题就来了。
2. 材料强度作为最终限制
行星本身也不是无限坚固的。虽然我们关注的是大气，但行星的形状和完整性最终会限制它的自转速度。如果行星自转得太快，离心力会试图把构成行星本身的物质向外拉扯。对于固体行星，这会引起巨大的应力。而对于气体巨行星，它们本身就是由气体和液体构成的，所以这里的“破坏”更多的是指大气层本身的解体。
如果假设行星是由一种理想的、能够承受巨大应力的材料构成，那么我们可以先从大气逃逸的角度来考虑。
一个极端的简化模型：逃逸速度的考虑
假设我们有一个具有一定大气层厚度的行星。我们设定一个上限，比如当大气层最外层的平均速度接近行星的逃逸速度时，我们就认为大气层受到了“破坏”。这是一个非常粗略的设想，因为逃逸是一个渐进过程，并且受温度、分子质量等多种因素影响。
如果我们再简化一点，考虑在一个临界半径处（比如大气层顶端），物质的向外速度 `v_rot` 不应超过行星引力能束缚的能量所对应的速度。但行星的引力对大气来说是分布式的，不是一个单一的逃逸速度点。
更实际的考量：科里奥利力与大气动力学
问题的核心在于，当自转速度增加时，科里奥利力会变得极其强大。科里奥利力是由于在旋转参考系中观察运动物体而产生的惯性力，它与物体的速度和旋转角速度成正比。
`F_coriolis = 2 m (v x ω)`
其中 `m` 是粒子的质量，`v` 是粒子速度，`ω` 是行星的角速度。
极快的自转意味着巨大的科里奥利力。这会导致：
超级化的喷射流（Jet Streams）：大气会在赤道附近形成极度狭窄、速度极快的喷射流。
大气动力学的剧变：行星的大气环流模式会被完全改变，可能形成非常扁平、几乎只有东西向（沿纬度方向）流动的结构，而南北向的对流会被抑制。
极端温度梯度：如果大气层仍然存在，温度分布也会被极度扭曲。
临界点：行星结构的自我限制
真正可能限制行星自转速度的，往往是行星本身的结构稳定性。
对于岩石行星：如果行星自转太快，赤道处的离心力会导致行星隆起，最终材料的抗拉强度不足以支撑这种变形，行星可能会在赤道处被撕裂。达到这个程度的自转速度，大气层早就被抛到九霄云外了。
对于气态巨行星：气态巨行星（如木星、土星）已经接近其结构极限。它们的自转速度很快，但仍然有保持整体性的内部引力。如果它们再快一点，自身物质的离心力可能会导致它们变得更扁平，甚至解体。
让我们尝试量化一个“安全”的自转速度极限，从大气保持稳定性的角度出发：
设想一种情况：当行星赤道上的自转线速度 `v_rot` 使得大气层顶端的粒子由于离心力而获得一个显著的向外加速，且这个加速接近甚至大于大气最外层受到的行星引力时，大气就开始不稳定。
我们知道，角速度 `ω = v_rot / R`。
行星的角速度也可以表示为 `ω = 2π / T`，其中 `T` 是自转周期。
那么 `v_rot = ω R = (2π / T) R`。
如果行星以极快的速度自转，比如自转周期 `T` 非常短。
一个可以用来类比思考的是行星的“稳定极限”，这通常与行星的形状和内部结构有关。如果行星的自转导致赤道处的“表观引力”（真实引力减去离心力）接近于零，那么大气层最外面的部分就会开始逃逸。
“表观引力” `g_eff = g ω^2 R = GM/R^2 ω^2 R`。
当 `g_eff` 接近于零时，大气逃逸会非常严重。
`GM/R^2 ≈ ω^2 R`
`GM/R^3 ≈ ω^2`
`sqrt(GM/R^3) ≈ ω`
将 `ω = 2π / T` 代入：
`sqrt(GM/R^3) ≈ 2π / T`
`T ≈ 2π / sqrt(GM/R^3)`
这就是行星保持球状的近似理论周期。如果自转周期 `T` 比这个值更短，行星就会显著变形，甚至解体。
将 `M = ρ (4/3)πR^3` （假设平均密度 `ρ`）代入：
`T ≈ 2π / sqrt(G ρ (4/3)πR^3 / R^3) = 2π / sqrt(G ρ (4/3)π)`
所以，这个临界自转周期主要取决于行星的平均密度 `ρ`。密度越高的行星，可以承受越快的自转。
对于岩石行星，密度大约在 36 g/cm³ 之间。
对于气体巨行星，平均密度可能只有 1 g/cm³ 左右（土星甚至更低）。
我们以地球的平均密度（约 5.5 g/cm³）为例来计算一个近似的最小周期：
`ρ = 5500 kg/m³`
`G = 6.674 × 10⁻¹¹ N m²/kg²`
`T ≈ 2π / sqrt(6.674 × 10⁻¹¹ 5500 (4/3)π) ≈ 2π / sqrt(1.45 × 10⁻⁶) ≈ 2π / 0.0012 ≈ 5236 秒`
这大约是 1.45 小时。
这意味着，如果地球的自转周期缩短到 1.5 小时以内，它就会开始显著变形，甚至可能解体。
那么，对应的自转线速度是多少？
`v_rot = 2πR / T`
地球半径 `R ≈ 6.371 × 10⁶ m`
`T ≈ 5236 s`
`v_rot ≈ 2π 6.371 × 10⁶ / 5236 ≈ 7670 m/s`
这个速度（约 7.7 km/s）已经是地球赤道自转速度（约 0.46 km/s）的十几倍了。在这个速度下，即使不考虑大气逃逸，行星本身也承受不了。
回到大气层本身
如果行星的结构非常坚固，能够承受极大的应力而不会解体，那么我们再来单独考虑大气。
如果我们将“不破坏大气层”定义为大气层最外层的气体分子平均速度远低于逃逸速度，并且大气整体结构不发生灾难性改变。
一个粗略的估计是，当行星赤道自转线速度 `v_rot` 使得大气层最外层的有效速度（可以理解为逃逸速度的某个比例）与行星逃逸速度 `v_esc` 相当时，大气就开始大量逃逸。
假设一个行星的逃逸速度是 11.2 km/s（地球级别）。
如果我们设定一个“安全”的极限是赤道自转速度的 1/10 达到逃逸速度，那么 `v_rot ≈ 1.12 km/s`。
那么自转周期 `T = 2πR / v_rot ≈ 2π 6.371 × 10⁶ / 1120 ≈ 35800 秒`，大约是 10 小时。
这仍然比地球现在的 24 小时自转周期要快。如果行星自转周期是 10 小时，赤道线速度大约是 1.8 km/s。
关键点：科里奥利力对大气动力学的影响是更早的“破坏”
更现实的限制可能不是直接的大气逃逸，而是极快的自转对大气动力学造成的颠覆性改变。
当行星的自转角速度 `ω` 增加时，科里奥利力 `F_c = 2mωv` 会急剧增大。
一个衡量行星大气“惯性”（行星自转效应 vs 大气热运动/分子动量）的无量纲参数是罗斯比数（Rossby number），它表示惯性力与科里奥利力的比值。
`Ro = v / (ωL)`
其中 `v` 是大气特征速度，`L` 是大气特征尺度。
对于行星大气，我们常常关注的是大气垂直尺度（高度）和水平尺度（行星半径）。在地球上，`Ro` 通常远大于 1，意味着科里奥利力相对行星大气内部的惯性力不够大，行星自转效应不是主导。
但如果行星自转非常快，`ω` 增大，`Ro` 就会减小，意味着科里奥利力变得主导。当 `Ro` 变得非常小（远小于 1）时，大气就会表现出非常强烈的平行于纬度的流动，垂直对流会被极度抑制。
试想一下，如果行星自转周期缩短到几个小时，`ω` 就非常大。如果大气仍然保持一定的水平速度 `v`（例如，在某个尺度上），那么 `v / (ωL)` 就会非常小。
一个极端例子：如果一个行星的自转周期缩短到 1 小时，并且大气层可以维持一定的风速，那么科里奥利力会非常强大。这种力量足以将大气“压平”成一个非常薄的层，并形成超级风暴。
所以，有没有一个能说得过去的“最大”速度？
我们没有一个单一的数字，因为它取决于我们如何定义“破坏”，以及行星本身的性质（密度、结构强度）。
1. 行星结构本身限制（最严格）：如果考虑行星自身不解体，对于一个类地行星，自转周期大约在 1.5 小时左右就会达到极限，赤道线速度约 78 km/s。此时大气早就消失了。
2. 大气逃逸（较严格）：如果目标是大气层不发生大规模逃逸，使得其平均速度远低于逃逸速度。假设行星逃逸速度是 11.2 km/s。如果我们将赤道线速度设为逃逸速度的 1/5 或 1/4，比如 23 km/s，那么自转周期可能是 57 小时。这时大气层或许还能勉强存在，但其动力学将极其狂暴。
3. 大气动力学保持相对“稳定”的范围（最宽松的定义）：如果“不破坏”意味着大气还能维持一定的垂直结构和相对温和的环流模式，那么这个极限速度会更低。当自转速度使得科里奥利力成为主导，能够形成行星尺度的、稳定的扁平大气结构时，就可以认为是一种“破坏”。
结论性的猜测：
如果我们把“不破坏行星大气层”理解为：大气层仍然存在于行星引力范围内，没有发生灾难性逃逸，并且其整体结构（例如，垂直分层）没有被极度扭曲成只能是水平方向流动的扁平层，那么行星自转的速度可能比我们现在知道的任何行星（比如木星的约 12 小时周期）要快一些，但不会太极端。
一个非常粗略的界限可能是在自转周期为几个小时的量级。
这意味着赤道线速度可以达到 几千米每秒 的量级。例如，一个自转周期为 3 小时的类地行星，其赤道线速度约为 3.7 km/s。在这个速度下，科里奥利力已经相当显著，大气环流会变得非常复杂和强烈，但或许还没有达到整体逃逸或行星解体的地步。
再往快了说：
如果行星自转周期达到 1 小时，赤道线速度将达到约 7 km/s。这个时候，大气层最外层受到的离心力会非常大。同时，科里奥利力会极度压制垂直运动，使得大气被“压扁”。大气最外层的粒子，如果其热运动速度能够叠加到这个巨大的线速度上，一旦接近逃逸速度，就会被甩出去。而且，如此快的自转本身就会在行星表面产生极大的应力，如果行星的物质强度不够，它自身就会先于大气层“被破坏”。
所以，不破坏大气层的前提下，行星自转速度的上限是一个非常模糊的概念，它取决于我们对“不破坏”的定义，以及行星本身的物理极限。但可以肯定的是，当赤道线速度接近行星的逃逸速度，或者接近行星结构材料的极限应力所允许的自转速度时，大气层就会被彻底颠覆。如果行星有足够坚固的结构，能够承受巨大的内部应力，那么大气逃逸速率的增加会是限制因素，它也要求行星自转速度不能太接近逃逸速度本身。
总的来说，一个行星能以多快的速度自转而不破坏其大气层，最终会受到其自身质量、半径、平均密度以及构成物质的强度等一系列因素的综合制约。在极端情况下，行星结构本身的稳定性往往会成为比大气逃逸更早的那个决定性因素。如果非要给一个数量级，那么赤道线速度达到 几千米每秒 的量级，并且自转周期在 几个小时 的量级，可能是我们能想象到的，大气层在不发生灾难性改变下的一个比较接近极限的区域了。
网友意见
这是个有趣的问题，也是个相当麻烦的问题。咱慢慢来。
1、首先考虑“不破坏大气层”这个条件。
假设这是个以氮氧为主要大气成分的星球，忽略恒星风的剥离作用，不考虑射线激发的光化学反应，只考虑最基础的热逸散。
有麦克斯韦分布，可以近似计算大气的均方根速率约为346m/s。由金斯定律，表面逃逸速度大于气体均方根速率的5倍的时候，可认为气体的逃逸忽略不计。也就是说，行星表面最小的逃逸速应大于1.7km/s。
当然这个估计很粗糙，没有考虑更多的大气逃逸机制，以及某些辐射对高层大气的加热作用。
2、考虑行星自转下的流体静平衡。
假设行星密度均匀（以5500千克/立方计），一个地球质量，不考虑重力压缩。自转速度较低时，行星为麦克劳林球体，即一个扁椭球。
椭球体的引力计算很麻烦，所以这里用了点有限元计算，得到不同转速下行星不同纬度表面重力。
很有趣吧，随着自转加快，两极的重力先上升后下降——这不难理解，当地球变得扁平的时候，很大一部分物质产生的引力分量彼此抵消。
再看下自转周期5.5小时的重力分布，此时行星已经肉眼可见地“扁”了。
再算一下不同自转速度下，赤道上的有效逃逸速度（逃逸速度减去自转线速度），横轴是自转周期。
结果是即便转速达到麦克劳林球体的极限，仍不足以导致大气大量逃逸。但是可以看到，随着行星角速度的增加（即自转周期下降），有效逃逸速度在飞快下降。
真实的星球由于存在不同成分的重力分异，行星事实上会比均匀密度模型更“圆”。
3、更高的转速下，麦克劳林球体不再是最稳定的状态，行星将逐渐像雅可比球体发生转变。不是扁球体，而是三轴不等长的椭球。
雅可比球体的求解更复杂，有空余时间再慢慢算。
当然到这里定性的结论已经很显然了——行星绕雅可比球体最短轴自转。角速度高到一定程度后，长轴两端附近的低重力区，大气开始出现热逸散以及其他形式的大气逃逸。
其实对于靠万有引力自然聚集形成的天体，其角速度很难达到形成雅可比球体的程度。只有一些转动惯量相对较小的矮行星，受到剧烈撞击，才有机会获得如此高的自转速度。一般认为，妊神星Haumea就是一次撞击后获得了较快的自转速度。
我们先不管这个问题，假设这样的一个行星获得了足够的角动量，成了快速旋转的雅可比球体。
待续……
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