Termickou konvekci představují převážně vertikální pohyby vzduchu vyvolané teplotními rozdíly mezi vzduchovými částicemi a okolní atmosférou. Jde o působení vztlakové síly na vzduchové částice, které při zvýšení své teploty nad teplotu obklopujícího atmosférického prostředí nabydou nižší hustoty, tj. nižší hmotnosti, a díky tomu začnou samovolně stoupat do výšky. Jev je nazýván volná konvekce. Vzduch je vynášen vzhůru jen na základě vztlakové síly, dané rozdílem hustoty, resp. teploty, mezi částicí a jejím bezprostředním okolím. Termická konvekce je předmětem studia termodynamiky užívaným převážně v meteorologii.

Výška výstupu Stoupavé proudy vystupují do takové výšky, dokud se jejich kinetická energie zcela nevyčerpá třením, turbulentní výměnu s okolím a tepelnou výměnu. Během výstupu dochází k prolínání vzduchu z vnitřní části konvektivních proudů se vzduchem v okolní obklopující atmosféře.

Termická bublina Termická bublina je objem vzduchu, připomínající svým tvarem kouli. Od okolní atmosféry je teplotně oddělena virtuálním tepelně neprostupným povrchem — toto zjednodušení vychází z předpokladu, že během výstupu či sestupu bubliny se nestačí projevit tepelná výměna mezi bublinou a atmosférou, nedochází ani k výměně hmoty vzduchu, a proces je považován za adiabatický. Tlak vzduchu v bublině a v jejím okolí se rychle vyrovnává a v dané hladině je stejný uvnitř i vně bubliny. Dokonce i za přítomnosti turbulence si bublina může udržovat svoji „identitu“ po dobu své uvažované existence. Termická bublina je termodynamické soustavě, kterou lze popsat tlakem, teplotou a směšovacím poměrem. Z těchto veličin je od okolního atmosférického prostředí zřetelně odlišná teplota vzduchu.

Vertikální dělení Vertikální rozdělení konvektivní směšovací vrstvy na tři podvrstvy [podle Driedonkse a Tennekese] vychází z charakteru interakce stoupavého proudu s jeho okolím. Vrstvy jsou:

přízemní – v ní dochází k přenosu tepelné energie ze zemského povrchu do přiléhajícího vzduchu. Těsně u povrchu je tento přenos zprostředkován molekulární difuzí, výše potom turbulentní výměnou. Tepelná energie se v přízemní vrstvě využije k expanzi vzduchových bublin a k uvedení do vertikálního pohybu směrem vzhůru vlivem kladného přebytku tepla vůči okolnímu vzduchu. V nestabilní přízemní vrstvě jsou „malé struktury“, jako vertikálně se pohybující a vztlakující bubliny, čáry konvergence, plošně větší oblasti stoupajícího vzduchu, prachové víry. směšovací – v jejíž spodní části dochází k postupnému zrychlování výstupné rychlosti, jak ukázaly experimenty s měřením pomocí letadel. K uvedení do vertikálního pohybu je žádoucí vnější impuls, například mechanický (závan větru, proudění větru do zužujícího se prostoru, pohyb tělesa po zemském povrchu, turbulence způsobená větrem vanoucím přes překážky). Ve vyšších partiích směšovací vrstvy existují termické struktury větších rozměrů, horizontálně rotující víry a konvektivní proudy. vrcholová – zóna vtahování, často označovaná termínem . Její tloušťka se pohybuje mezi 10–60 % celé konvektivní vrstvy a je charakteristická turbulentním prolínáním se vzduchem z volné atmosféry, ležícím nad ní. Tento vzduch je vlivem turbulence zatahován dolů do entrainment zone, kde se mísí se vzduchem v konvektivní vrstvě. Existuje zde přerývaná turbulence, přesahující termiku, Kelvinovy–Helmholtzovy vlny, dynamické vlny na rozhraní dvou odlišných vektorů proudění [anglicky ozn. „“] a někdy oblačnost.

Velmi často se celá konvektivní mezní vrstva ztotožňuje se směšovací vrstvou.

Vyvolání a udržení výstupného pohybu Pro vyvolání výstupného pohybu je potřebný přebytek tepelné energie, vzduchové částice, dále vhodný spouštěcí mechanismus termiky, jímž může být například nějaký mechanický impuls (turbulence, vynucené zakřivení proudnic větru, orografie, konfluence, nasouvání chladnějšího vzduchu nad prohřátý terén, atp.).

Pro udržení výstupného pohybu jsou pak potřeba další podmínky. Zkombinováním rovnice hydrostatické rovnováhy a první hlavní věty termodynamické obdržíme vztah, popisující změnu teploty vystupující částice podél vertikály:

[vztah 1],

kde g je tíhové zrychlení, cp je měrné teplo nenasyceného vzduchu při stálém tlaku. Výraz (dT/dz)d představuje suchoadiabatický vertikální teplotní gradient. Někdy se též nazývá nenasyceně-adiabatický, jelikož pojmem „suchoadiabatický“ by se správně měl rozumět proces pro vzduch, jenž neobsahuje žádnou vodní páru, zatímco „nenasyceně-adiabatický“ chápe vzduch s nenulovým, avšak současně méně než stoprocentním nasycením vodní párou.

Protože je rozdíl mezi zcela suchým vzduchem a nenasyceným vzduchem z hlediska termodynamiky zanedbatelný, používají se pro nenasycený vzduch stejné rovnice, jako pro vzduch zcela suchý. Výstupné a sestupné pohyby vzduchových částic se považují za adiabatický proces. Pro zjednodušení se tedy předpokládá, že nedochází k energetické výměně mezi vzduchovou částicí a jejím bezprostředním okolím.

Labilní a stabilní zvrstvení Jestliže je teplota vystupující vzduchové částice vyšší, než teplota okolní atmosféry, existuje zrychlení, resp. (při jednotkové hmotnosti částice) síla, směřující vzhůru a uvádějící tuto částici do pohybu. Je tedy zřejmé, že pro trvání výstupného pohybu vzduchové částice je nezbytně nutný kladný přebytek její teploty, tj.

[vztah 2],

přičemž průběh (dT/dz)atmosféry se nazývá teplotní zvrstvení nebo také stratifikace atmosféry. Pokud je v nenasyceném vzduchu splněna podmínka [vztah 2], mluvíme o instabilním či také labilním zvrstvení, při kterém se může termická konvekce úspěšně rozvíjet a trvat. Naopak, pokud platí, že

[vztah 3]

je atmosféra tzv. stabilní (pro nenasycený vzduch) a případný výstupný pohyb vzduchové částice (který jí byl udělen například nějakým vnějším impulsem, jako je vynucený výstup přes překážku, apod.) brzy zaniká, neboť síla, která na vzduchovou částici působí, směřuje nyní kolmo k zemskému povrchu dolů. V takovémto prostředí termika nevzniká. Velikost této síly je dána vztahem

[vztah 4],

kde index p přiřazuje danou proměnnou vystupující vzduchové částici (z angl. "parcel"), index e přiřazuje proměnné atmosférickému okolí (z angl. ""), proměnná r je hustota vzduchu, TV je virtuální teplota, g je tíhové zrychlení, z je výšková souřadnice.

Pro vzduch nasycený vodní párou je situace komplikovanější. Vlivem uvolňování tzv. latentního tepla z kondenzující vodní páry je pak vertikální teplotní gradient nižší:

≈ 0,0065 km−1 [vztah 5], kde g je tíhové zrychlení, cp je měrné teplo suchého vzduchu při stálém tlaku, Lv je latentní teplo uvolňované při kondenzaci vodní páry (Lv ≈ 2500,106 J·kg−1), R je měrná plynová konstanta, rv je směšovací poměr vodní páry, T teplota, e je poměr měrných plynových konstant suchého a vlhkého vzduchu (e = Rd/Rv).

Pro posouzení míry instability se používá hodnota (dT/dz)d, resp. (dT/dz)s:

Nechť hodnota Gatmosféry = −dT/dz, tzn. vertikální průběh teploty ve skutečné atmosféře. Potom je stav, kdy Gatmosféry < (dT/dz)d ve vzduchu nenasyceném, případně Gatmosféry < (dT/dz)s ve vzduchu nasyceném vodní párou, označován jako stabilní atmosféra. Přitom stav (dT/dz)d > Gatmosféry > (dT/dz)s nazýváme podmíněnou instabilitou, při níž je podmínkou instabilního teplotního zvrstvení nasycení vzduchové částice vodní párou. Stav Gatmosféry > (dT/dz)d potom nazýváme absolutní instabilitou, při níž je atmosféra instabilní bez ohledu na obsah vlhkosti. Podmínky instability můžeme definovat také pomocí potenciální teploty:

Stav, kdy dQ/dz > 0, resp. −dQ/dp > 0, označujeme jako stabilní zvrstvení. Stav dQ/dz = 0, resp. −dQ/dz = 0, znamená neutrální (indiferentní) zvrstvení, stav dQ/dz < 0, resp. −dQ/dp < 0, představuje instabilitu; uvažujeme vzduch nenasycený vodní párou. Symbolem Q zde označujeme hodnotu potenciální teploty, obvykle značené řeckým písmenem theta.

Míra instability může být značně ovlivněna horizontální advekcí teploty a poměrné vlhkosti. Publikace zmiňuje čtyři úpravy částicové teorie (Rogers a Yau, 1989), které ovlivňují náhled na konvektivní pohyby a tvar proudů. Vztlaková síla je zde formulována vztahem

[vztah 6],

kde Tvp je virtuální teplota vzduchové částice, Tve je virtuální teplota jejího atmosférického okolí, je směšovací poměr uvnitř vzduchové částice. První úprava pramení z přítomnosti vody () ve stoupající vzduchové částici. Předchozí vztah potom má tvar

[vztah 7].

Kompenzační sestupové proudy Předpokládá se, že pokud se vzduchová částice zvedne od zemského povrchu a stoupá, musí být nahrazena jiným vzduchem, který do jejího výchozího místa sklesá z okolní atmosféry. Tento sestupný pohyb je provázen adiabatickým ohříváním vzduchu. V přízemní vrstvě, v níž je vlivem silného přehřátí zemského povrchu nadadiabatický vertikální teplotní gradient, bude mít sestupující vzduch, ochlazující se adiabaticky, ochlazující a stabilizující účinek. Ten však bude dočasný, dokud se vzduch od zemského povrchu opět neprohřeje. Časový interval, po jehož dobu se bude takto sklesaný vzduch prohřívat na teplotu, při níž dojde k dalšímu odtrhu vzduchové částice, bude záviset na množství tohoto vzduchu a na rychlosti prohřívání. Množství sestoupeného vzduchu má podle publikace vztah s velikostí stoupající vzduchové částice:

[vztah 8],

kde w je vertikální rychlost, A je plocha průřezu sestupující či vystupující vzduchové částice, přičemž apostrofované hodnoty se týkají sestupného vzduchového proudu. Třetí úprava započítává směšování vzduchu stoupající vzduchové částice se vzduchem v jejím bezprostředním okolí. Všeobecný poměr vtahování se uvádí jako následující formule:

[vztah 9],

kde m je hmotnost vzduchu uvnitř stoupající vzduchové částice, dm‘/dt je množství okolního vzduchu, vtahovaného turbulentním mísením do stoupající vzduchové částice za čas dt. Tento příklad je přirovnáván k výstupu horkého vzduchu komínem (Siebesma a Holtslag, 1996). Ve standardním pohledu na problematiku proudí horký vzduch vzhůru komínem a nemůže se mísit se vzduchem, který je na vnější straně tohoto komínu. Nahoře z komínu proudí ven a následně po vnější straně komínu klesá zase k zemi. Uvedená modifikace však uvažuje komín prodyšný, který umožňuje určité prosakování teplejšího a vlhčího vzduchu z komínu ven skrze svislé stěny a také prosakování chladnějšího a suššího vzduchu zvenčí dovnitř. Vlivem tohoto směšování je výstupná vertikální rychlost teplejšího vzduchu uvnitř komínu poněkud snížena.

Aerodynamický odpor Poslední úprava částicové teorie bere v potaz aerodynamický odpor této stoupající vzduchové částice. Stoupající vzduch je v podstatě těleso, které se pohybuje v obklopujícím vzduchovém prostředí určitou rychlostí. Tento proces můžeme přirovnat ke stoupajícímu horkovzdušnému balónu, na nějž vlivem jeho pohybu skrze atmosféru působí síla aerodynamického odporu a brzdí jeho vertikální zrychlení. Jestliže na vzduchovou částici nahlížíme jako na bublinu, bude její výstupná rychlost rovna:

[vztah 10],

kde w je vertikální rychlost bubliny, c je bezrozměrný součinitel aerodynamického odporu (přibližně c = 1,2), F je průměrná vztlaková síla působící na vystupující bublinu, g je tíhové zrychlení, r je poloměr bubliny. Tuto rovnici můžeme dále upravit na tvar

[vztah 11],

kde Tp je teplota vystupující bubliny, Te je teplota obklopující atmosféry. Další úpravou obdržíme tvar této rovnice:

[vztah 12]

a s přihlédnutím ke konstantám c = 1,2, g = 9,81 ms−2 pak možno zapsat

[vztah 13].

Z této rovnice plyne závislost vertikální rychlosti na průměru či velikosti vystupující vzduchové částice. Odtud lze také předpokládat, že vertikální rychlost konvektivních stoupavých proudů bude v přízemní vrstvě a v malých výškách nad ní (přibližně do 300 m nad zemí) poměrně malá, protože termika zde má tvar jednotlivých menších vzduchových bublin, které se teprve ve výškách 150–300 m nad zemí slévají do větších celků a vzrůstá jejich výstupná rychlost.

Vertikální rychlost stoupavých proudů