Атмосферное электричество - Чалмерс Дж.А.

Автор: Чалмерс Дж.А.

Теги: метеорология климатология электричество атмосфера электропередача

Год: 1974

Похожие

Атмосферная радиация. Том 1. Основы теории

Атмосферная электрооптика: Учебное пособие

Метеорология и физика верхней атмосферы

Современные проблемы атмосферной оптики. Том 2. Оптические модели атмосферы

Текст

АТМ08РНЕВ1С

ЕЕЕСТШС1ТУ

2пд Ес1Шоп

X АЬАЫ СНАЕМЕН8

РгоГеееог оГ РИу81с8, РигИаш Е/гпуегзИу

РЕРСАМОХ' РКЕ88

охеоно — ьсжосад — ЕОШВЕНСН — №\У УОНК
ТОНОМТО — 8УОКЕУ — РАН18 — ВРА1Ш8СН\УЕ16
Дж. А. ЧАЛМЕРС

АТМОСФЕРНОЕ
ЭЛЕКТРИЧЕСТВО

Перевод с английского под редакцией
д-ра физ.-мат. наук И. М. ИМЯНИТОВА

Горьковского

*"'г
И'..в.

ГИДРОМЕТЕОИЗДАТ

ЛЕНИНГРАД • 1974
УДК 551.594(061.6)

Авторы перевода

Г. П. Берюлев, Ю. А. Горохов, И. Н. Дзбановский,
А. В Мигулин

В книге рассказывается об электрических яв-
лениях и процессах, происходящих в атмосфере, и
о способах и технике их исследования. В удобной
для поиска необходимых сведений форме — вся
книга разбита на небольшие параграфы, описы-
вающие соответствующие разделы науки, и снаб-
жена подробной библиографией — Дж. А. Чал-
мерс рисует весьма полно и точно картину науки
об атмосферном электричестве. Приводимые опи-
сания построены на очень простом математиче-
ском аппарате, что делает книгу доступной ши-
рокому кругу читателей.

Книга адресована специалистам и студентам,
которым в их областях науки и техники прихо-
дится сталкиваться с проявлениями атмосферного
электричества,— метеорологам, медикам, работни-
кам авиации, проектировщикам линий электропе-
редач, разведчикам земных недр и т. д.

1ЙУ/-ОПЙ

4 069(02)-74 <39‘73) ©

Гидрометеоиздат, 1974 г.
ПРЕДИСЛОВИЕ К РУССКОМУ ИЗДАНИЮ

Проявления атмосферного электриче-
ства становятся все более заметными
в ряде областей науки и техники.

В многочисленных статьях и моногра-
фиях, вышедших в последнее время, рас-
крыты многие стороны предмета книги,
предлагаемой читателю. В то же время
с 1949 г.—-времени издания книги
Н. П. Тверского «Атмосферное электри-
чество» — на русском языке не выходило
книги об электричестве атмосферы в це-
лом.

В начале этого века под влиянием
Кельвина, Ч. Вильсона, Дж. Симпсона
в Англин начали интенсивно изучать ат-
мосферное электричество. Автора настоя-
щей книги можно причислить к третьему
поколению исследователей этой области.
Дж. А. Чалмерс не только сам провел
ряд существенных работ в области атмо-
сферного электричества, но и передал
эстафетную палочку науки четвертому
поколению ученых.

Книги, написанные исследователями,
обычно интересны тем, что в них наука
раскрывается не как фотография суммы
знаний, а как кинофильм, показ кото-
рого не завершен, кинофильм, в следую-
щих сериях которого читателю может
быть предоставлена роль одного из ак-
тивных участников. Но зато картина
науки в целом в книгах исследователей
обычно деформирована — близкое им по-
дано выпукло и ярко, далекое от них рас-
сказывается в общем бегло, схематиче-
ски. Книги, написанные профессорами
университетов, отличаются верной пере-
дачей пропорций науки сегодняшнего
дня, но это фотография, которой читатель
может восхищаться, может пренебречь,
но в которой ничего изменить не мо-
жет. Предлагаемая книга написана ис-
следователем и профессором и сочетает
хорошие черты, присущие обоим ти-
пам авторов. Наука об атмосферном элек-
тричестве разложена по маленьким па-
кетикам — рубрикам, и человек, впервые
столкнувшийся с теми или иными прояв-
лениями атмосферного электричества,
может ознакомиться с ними, не читая
всей книги. В то же время книга раскры-
вает и общие связи, охватывающие от-
дельные проявления атмосферного элек-
тричества. В книге уделено немало места
и трудностям, испытываемым исследова-
телями атмосферного электричества, и
нерешенным задачам этой науки, поэтому
книга интересна и полезна и читателю,
искушенному в вопросах метеорологии
вообще и атмосферного электричества
в частности.

Хорошие книги, как и правильные
идеи, не стареют — время их только до-
полняет. Книга Чалмерса—хорошая
книга. Однако со времени издания книги
в 1967 г. наука об атмосферном электри-
честве обогатилась новыми идеями, пред-
ставлениями, фактами. Кое-что в книге
было излишне усложнено, некоторые
факты не были известны ее автору. Не-
которую роль тут сыграл языковый
барьер: даже работы М. В. Ломоносова,
создавшего первую теорию грозового
электричества, и Г. В. Рихмана, прово-
дившего первые количественные измере-
ния атмосферного электричества, не упо-
минаются автором. Поэтому в русском
переводе книги проведены незначитель-
ные сокращения и редакционная правка,
а книга завершена послесловием, позво-
ляющим читателю ориентироваться в том
новом, что возникло в науке об атмо-
сферном электричестве с 1967 по 1973 г.

Илья Имянитов
Глава 1

ИСТОРИЧЕСКИЙ ОБЗ.ОР

1.1. Первобытные представления. С древнейших времен грозы
и, особенно, вспышки молний наводили ужас на людей, а перво-
бытные религии приписывали гневу богов тот ущерб, который при-
носили «громовые стрелы», т. е. молнии, хотя в некоторых случаях
это могли быть и метеориты. Очень интересные факты о роли бога-
громовержца в религии и фольклоре разных стран приводит Шон-
ланд (1964). Так, он упоминает о существовавшем в Бечуаналенде
еще в 1930 г. убеждении, что шаманы обладают способностью на-
правлять удары молний, для того чтобы, карая провинившихся пе-
ред ними людей, уничтожить их имущество.

Несмотря на то что чаще всего удары молний приводили к пе-
чальным последствиям, можно предполагать, что огнем Человек
завладел впервые именно в результате удара молнии в лес. Суще-
ствуют многочисленные доказательства, что и сейчас большинство
пожаров в лесах северо-западной части Соединенных Штатов вы-
зывается молниями. В этих лесах и теперь можно видеть следы та-
ких пожаров, происходивших в доисторические времена.

1.2. Установление электрической природы молнии. Впервые
идея о существовании атмосферного электричества появилась, когда
было высказано предположение, что гром и молния представляют
собой не что иное, как проявление в гигантских масштабах тех же
самых явлений, которые наблюдаются в лабораторных опытах со
статическим электричеством. Первым, кто сделал такое предполо-
жение, был, по-видимому, Уолл (1710). Он наблюдал вспышку и
потрескивание, когда близко подносил палец к наэлектризован-
ному куску янтаря, и отметил, что «вероятно, это в какой-то мере
напоминает гром и молнию». Грей (1735) наблюдал «электриче-
ский огонь» и заключил, что «он, по-видимому, имеет ту же при-
роду, что и гром с молнией». Винклер (1746) произвел более де-
тальное сопоставление электрической искры и разряда молнии.
Более того, он высказал предположение о происхождении атмо-
сферного электричества за счет трения и столкновений различных
частиц, находящихся в воздухе, что весьма напоминает некоторые
современные теории.
1.3. Электричество из грозовых облаков. С изобретением пер-
вых электрических машин и лейденской банки стало возможным
получать и хранить гораздо большие количества статического элек-
тричества, чем раньше, что позволило начать исследования элек-
трических разрядов. Франклин (1750) предложил собирать стати-
ческое электричество из грозовых облаков с помощью острия, по-
мещенного на высокой башне пли колокольне и изолированного от
земли. К сожалению, в то время в Филадельфии, где жил Франк-
лин, не оказалось подходящей башни или шпиля для установки
острия, и первым такие опыты осуществил французский ученый
Далибар (1752). Он использовал железный прут длиной около
12 м, установленный вертикально с помощью деревянных опор и
изолированный от земли стеклянной бутылкой, в которую был
вставлен его нижний конец. 10 мая 1752 г. в Марли близ Парижа
отставной солдат по имени Куафье, приставленный для надзора
за установкой, впервые наблюдал проскакивание искр через воз-
душный промежуток с железного прута на заземленную проволоку.
Месяцем позже, еще не зная об успехе Далибара, Франклин (1752)
получил аналогичные результаты с помощью воздушного змея,
к которому была привязана проволока, оканчивающаяся снизу
шелковой лентой. Более детально опыты Франклина описаны Шон-
ландом (1964). Спустя еще два месяца Франклин укрепил метал-
лический прут на трубе своего дома, соединив его проводником
с висящим латунным шаром. Рядом были подвешены коло-
кольчики, перезвон которых сигнализировал о наличии электри-
чества.

В 1753 г. Франклин проводил опыты по накапливанию в лей-
денской банке собирающихся на острие зарядов. С помощью проб-
кового шарика, подвешенного на шелковой нити, он сопоставил
знак получающихся при. этом зарядов со знаком зарядов, обра-
зующихся при трении, и установил, что заряды из грозовых обла-
ков почти всегда являются отрицательными. Как указывает
Шонланд, на протяжении последующих 170 лет полученная Франк-
лином информация о знаке зарядов в нижних частях грозовых об-
лаков не была заметно пополнена.

Далибар и Франклин получали лишь слабые искры и неболь-
шие смещения шара, и, хотя это неопровержимо свидетельствовало
о наличии электричества в грозовых облаках, нужны были допол-
нительные данные, чтобы отождествить молнию с электрической
искрой. Такие данные были получены Де Ромасом (1753), который
независимо от Франклина также использовал воздушный змей и
получил гораздо более впечатляющие результаты. В его опытах
разряды диаметром 3 см достигали трехметровой длины и сопро-
вождались «звуком, более громким, чем пистолетный выстрел».
Самый мощный разряд при экспериментах подобного рода произо-
шел в 1753 г. в Санкт-Петербурге (Ленинград). При этом электри-
ческой искрой был убит в своей лаборатории профессор Рихман.
Можно полагать, что в этом случае в изолированный проводник,
помещенный над его лабораторией, ударила молния.
Во всех этих опытах о наличии электризации свидетельствовало
образование искр, что является подтверждением достаточной ин-
тенсивности происходивших процессов. За исключением случая
с Рнхманом, в основе наблюдавшихся эффектов лежало явление,
которое впоследствии получило название тока с острий.

1.4. Громоотвод. Франклин, еще до того как доказал наличие
электричества в грозовых облаках, размышлял о возможности при-
менения громоотвода для безопасного отвода ударов молний на
землю и предотвращения повреждений построек, судов и т. д. По-
сле изобретения им громоотвода последовали длительные дискуссии
о природе его действия и эффективности. Интересный подробный
отчет об этом можно найти в работе Шонланда (1964). В главе 14
приведено обсуждение некоторых наиболее важных вопросов, свя-
занных с использованием громоотводов.

1.5. Электричество хорошей погоды. Одним из первых последо-
вателей Далибара был Лемонье. Он использовал в своих опытах
заостренный железный штырь, укрепленный на вершине деревян-
ного шеста. К штырю была присоединена проволока, которая про-
ходила внутрь здания, не касаясь каких-либо предметов, и закан-
чивалась кусочком шелковой нитки. В процессе наблюдений Ле-
монье обратил внимание на то обстоятельство, что, кроме искрения,
при электризации острия происходит притягивание частичек пыли
к проволоке. Оказалось, что это явление может служить гораздо
более чувствительным индикатором электризации, чем искрение,
и дает возможность обнаруживать электризацию, недостаточную
для образования искры.

Используя это открытие, Лемонье (1752) впервые зарегистри-
ровал электрические эффекты при хорошей погоде. Полученные ре-
зультаты оказались довольно неожиданными и имели, может быть,
даже большее значение, чем результаты Франклина и Далибара.
Действительно, если на основе аналогии между молнией и электри-
ческой искрой можно было предполагать о существовании электри-
ческой активности в возмущенной атмосфере, то при хорошей по-
годе никаких визуальных проявлений такой активности не сущест-
вует. Независимо от Лемонье и почти одновременно с ним
электрические эффекты в атмосфере при хорошей погоде зареги-
стрировал с помощью воздушного змея Де Ромас.

Лемонье разработал также новый метод исследования электри-
зации, воспользовавшись для этого вместо металлического острия
растянутой проволокой без заостренных концов. Применяя совре-
менную терминологию, можно сказать, что такая проволока дей-
ствует как слабый коллектор, медленно принимая потенциал
окружающего ее пространства.

Лемонье предположил, что электрические эффекты хорошей по-
годы имеют определенный суточный ход, хотя некоторые свиде-
тельствующие в пользу этого результаты, по его собственному при-
знанию, объяснялись скорее ухудшением изоляции провода в ноч-
ное время. Лишь Беккариа (1775) на основе результатов своих
почти 20-летних опытов с применением растянутой проволоки под-
твердил наличие суточного хода.

Франклин (1752) показал (см. § 1.3), что заряды, которые он
получал из грозовых облаков, обычно имели отрицательный знак
и лишь в некоторых случаях оказывались положительными. Бек-
кариа подтвердил это, показав одновременно, что в условиях хо-
рошей погоды проволока заряжается положительными зарядами.

1.6. Подвижный проводник. Значительные успехи в исследова-
нии атмосферного электричества были достигнуты с появлением
новых методов измерений, в том числе и методов, разработанных

Рис. 1. Принцип измерения элект
рического поля с помощью подвиж-
ного проводника.

Де Соссюром (1779). Вместо гру-
бых прежних методов обнаружения
электризации по искрению или при-
липанию частичек пыли Де Соссюр
впервые разработал электрометр,
использовав для этого принцип про-
стейшего пробкового шарика Фа-
радея '. Прибор состоял из двух се-
ребряных нитей с шариками из
сердцевины бузины на концах, под-
вешенных на общей стойке внутри
помещенного в металлический ко-
жух стеклянного сосуда. Приобре-
тая электрический заряд, нити от-
талкивались друг от друга, причем
угол их расхождения служил мерой
заряда. Этот прибор, чувствитель-
ность которого превосходила чувст-
вительность существовавших ранее
методов, давал, таким образом, воз-
можность получать количественные
результаты.

Де Соссюр также впервые при-
менил новый метод измерений
с помощью подвижного проводника.

Принцип этого метода измерений может быть пояснен с использо-
ванием представлений о силовых линиях, начинающихся на поло-
жительных зарядах и оканчивающихся на отрицательных. Если
в атмосфере существуют вертикальные силовые линии, связанные
с положительными зарядами, окончания которых находятся где-то
в верхних слоях, то при наличии на
нее заземленного проводящего тела
вается на поверхности этого тела, в
соответствующий «связанный» заряд

тело вверх, все большее количество линий замыкается на поверх-
ности проводящего тела, приводя тем самым к увеличению связан-

1 Впервые электрометр для производства атмосферно-электрических измере-
ний применил Г. В. Рихман (1752 г.). — Прим. ред.

поверхности земли или около
часть силовых линий оканчи-
связи с чем на нем появляется
(рис. 1). Если поднимать это
ного заряда на нем. Если же проводящее тело не заземлять,
а соединить его проводником с изолированным электрометром, ко-
торый до этого был разряжен на землю, то изменение связанного
заряда во время подъема проводящего тела может происходить
только внутри изолированной системы, в связи с чем на удаленной
части системы, т. е. на электрометре, одновременно должен возни-
кать заряд противоположного знака (в данном случае положитель-
ный), равный по величине изменению связанного отрицательного
заряда на поднимаемом проводящем теле. Приобретающие одина-
ковый положительный заряд шарики из бузины расходятся на рас-
стояние, пропорциональное изменению связанного заряда, которое
в свою очередь при данном перемещении проводящего тела зависит
от плотности силовых линий, или, используя современную термино-
логию, от значения градиента потенциала. С помощью этого метода
Де Соссюр провел сопоставление электрических эффектов в раз-
личное время.

Проводя свои эксперименты, Де Соссюр обнаружил, что при
возвращении проводящего тела в исходное положение эффект его
электризации полностью исчезал. Выяснилось, таким образом, что
система не получала никаких зарядов извне. В этом проявилось
принципиальное отличие метода Де Соссюра от ранее использовав-
шихся методов, основанных на реальном накоплении электрических
зарядов из воздуха за счет токов проводимости или токов с ост-
рия. В том случае, если бы воздух был идеальным изолятором, ис-
пользование методов Лемонье и Беккариа оказалось бы безрезуль-
татным, в то время как метод Де Соссюра сохранил бы свою
применимость. Можно считать, что метод Де Соссюра послужил
отправной точкой для всех последующих методов измерения гра-
диента потенциала на основе оценки связанного заряда и, в част-
ности, для метода электростатического флюксметра (см. § 5.26).

Де Соссюр обнаружил также, что, если систему заземлить,
когда проводящее тело находится в верхней точке, а затем, разо-
рвав цепь заземления, опустить это тело, на электрометре возникает
остаточный заряд. Именно этот принцип был позднее использован
при создании агриметра — прибора для измерения градиента по-
тенциала (см. § 5.29). Другой метод измерения атмосферного элек-
тричества Де Соссюра заключался в следующем. Металлический
шар, связанный проводником с электрометром, бросали вверх, и
в тот момент, когда он еще находился в воздухе, происходил об-
рыв проводника. В этом случае шар и электрометр оказывались
носителями остаточных зарядов противоположных знаков. Этот
метод можно считать прототипом принципа, положенного в основу
создания капельных коллекторов (см. § 5.6).

Де Соссюр понимал, что наблюдавшиеся им эффекты объясня-
ются явлением электростатической индукции. В то же время он,
как и многие более поздние исследователи, приписывал эти эф-
фекты исключительно наличию положительных зарядов в воздухе,
по-видимому, не осознавая необходимости существования соответ-
ствующих отрицательных зарядов на поверхности земли.
Можно полагать, что Де Соссюр был первым, кто обнаружил
сезонную изменчивость интенсивности электрических эффектов.
Оказалось, что при хорошей погоде в зимнее время интенсивность
этих эффектов заметно выше, чем в летнее.

1.7. Ранние теории. Во времена Де Соссюра считали, что явле-
ния атмосферного электричества могут быть объяснены на основе
предположения о том, что воздух при хорошей погоде несет в себе
положительный заряд, плотность которого возрастает с увеличе-
нием высоты. Это могло бы объяснить накопление положительных
зарядов остриями или растянутой проволокой, а также индукцион-
ные эффекты Де Соссюра. Однако в то время еще было невоз-
можно оценить изменение количества зарядов с высотой, и поэтому
не было известно, что основная часть положительных зарядов со-
средоточена намного выше доступного измерениям слоя атмо-
сферы, прилегающего к земле.

Необходимость объяснить происхождение положительного за-
ряда атмосферы привела к тому, что в 1782 г. Вольта выдвинул
теорию, в соответствии с которой электризация атмосферы объяс-
нялась разделением электрических зарядов, происходящим в про-
цессе превращения воды в пар. Вольта предположил, что наряду
со скрытой теплотой для испарения воды требуется определенное
количество положительных электрических зарядов. В связи с этим
в результате испарения воды должна происходить отрицательная
электризация земли (по-видимому, это было первое предположение
об электрическом заряде земли) и положительная электризация
воздуха.

Эта удобная и простая теория даже в настоящее время могла
бы объяснить многие явления атмосферного электричества. Однако
она не получила прямых экспериментальных подтверждений, не-
смотря на многочисленные опыты, начатые еще самим Вольта.
Электрические эффекты при испарении воды обнаружены не были
(см. § 3.16).

1.8. Использование пламени. Вольта (1782) применил новый ме-
тод измерений атмосферного электричества. В его основу было по-
ложено обнаруженное ученым явление, заключающееся в том, что
на помещенном в электрическое поле атмосферы проводнике, если
на него воздействовать пламенем свечи или горелки, накаплива-
ются заряды того же знака, что и при использовании острия, но
в большем количестве. Вольта доказал, что это не является след-
ствием каких-либо электрических эффектов процесса горения, про-
ведя контрольные эксперименты в закрытом помещении и не
обнаружив электрических зарядов. Ои показал также, что если про-
водник заземлить и затем снова изолировать, то в присутствии пла-
мени его заряд восстанавливается почти мгновенно, тогда как
в противном случае на это требуется определенное время. Поль-
зуясь современной терминологией, можно сказать, что пламя здесь
играет роль коллектора, помогающего выравнивать потенциалы пу-
тем создания достаточного количества заряженных частиц и ионов,
которые быстро доводят потенциал проводника до значения потен-
циала окружающего пространства. При отсутствии пламени этот
процесс может продолжаться около часа. Использование этого ме-
тода впервые позволило осуществить измерения вариаций гради-
ента потенциала за периоды порядка минут.

1.9. Теория заряда земли. Мысль о том, что атмосферные элек-
трические явления можно объяснить заряженностью земли и что
при этом нет необходимости предполагать наличие зарядов
в нижних слоях атмосферы, была впервые высказана Эрманом
(1804), который показал, что эффекты, аналогичные наблюденным
Де Соссюром, можно получить при горизонтальном перемещении
проводника из электрического поля в экранированное пространство.
Эрман, однако, не развил своих идей далее. По-видимому, он так
и не осознал, что идея о заряженности земли должна сопровож-
даться предположением о существовании в атмосфере электриче-
ского заряда, равного по величине и противоположного по знаку
заряду земли.

Идеи Эрмана подтвердил Пельтье (1842). Он снова выдвинул
гипотезу об извечной остаточной отрицательной электризации
земли, не касаясь вначале вопросов, связанных с ее происхожде-
нием, и не задумываясь о механизме се поддержания. Пельтье по-
казал, каким образом результаты, полученные Де Соссюром и Эр-
маном, можно объяснить индукцией от отрицательных зарядов
земли. Он подчеркнул также то важное обстоятельство, что элек-
трометр измеряет лишь разность между зарядами (или потенци-
алами, если пользоваться современной терминологией) на его эк-
ране и подвижной системе (золотые лепестки или шарики из бу-
зины). Таким образом, стало понятно, почему заземленный элек-
трометр не дает никаких показаний, несмотря на существование
отрицательного заряда земли.

Пельтье сделал попытку объяснить ряд особенностей атмосфер-
ного электричества — годовой и суточный ход электрического поля,
электрические процессы в облаках и т. д. — с помощью предполо-
жения о том, что поднимающиеся от земли водяные пары уносят
с собой часть ее отрицательного заряда. Однако эта теория не по-
лучила каких-либо экспериментальных подтверждений. Кроме
того, оказалось, что многие факты противоречат ей.

1.10. Работы Кельвина. Важный вклад в изучение атмосфер-
ного электричества внес Томсон, впоследствии лорд Кельвин. (Для
удобства во всех последующих ссылках будет указываться имя
Кельвин, даже когда это будет относиться к работам, выполненным
им еще до получения титула.) Кельвин существенно развил теорию
электростатики и использовал ее в исследовании атмосферного
электричества. Именно он (Кельвин, 1860а) впервые ввел понятие
«потенциал» и показал, что использованное Вольта пламя
(см. § 1.8) и изобретенный им самим капельный коллектор
(см. § 5.6) (Кельвин, 1859Ь) служат для выравнивания потенциа-
лов проводника и окружающего воздуха. Он объяснил также взаи-
мосвязь двух методов измерения атмосферного электричества, при-
менявшихся в то время: метода выравнивания потенциалов (метод
коллекторов) и метода подвижного проводника (см. § 1.6). Кроме
того, Кельвин усовершенствовал некоторые новые методы измере-
ний, разработав, в частности, конструкции электрометров с повы-
шенной чувствительностью.

Кельвин (1860а) считал, что по данным только наземных из-
мерений невозможно определить местонахождение зарядов, обус-
ловливающих явления атмосферного электричества. Так, например,
существование однородного градиента потенциала над всей поверх-
ностью земли неизбежно приводит к предположению о существова-
нии на некоторой высоте над землей однородного слоя положи-
тельных зарядов. Однако точно указать его высоту на основе из-
мерений градиента потенциала невозможно. Развивая свою мысль
далее, Кельвин (1860Ь) указывал, что положительные заряды, со-
ответствующие вертикальному градиенту потенциала атмосферы
и отрицательным зарядам земной поверхности при хорошей погоде,
должны действительно существовать в атмосфере, а не на беско-
нечном удалении от земли. В доказательство он ссылался на изве-
стный факт, что при низком давлении, которое имеет место в верх-
них слоях атмосферы, воздух приобретает свойства проводника,
в связи с чем неспособные проникать в толщу проводника силовые
линии неизбежно должны оканчиваться на положительных заря-
дах, расположенных на внутренней стороне такого проводящего
слоя или ниже его. Следует отметить, что в этой работе Кельвина
впервые высказано предположение о существовании проводящего
слоя в верхней атмосфере.

Поскольку градиент потенциала не является однородным вдоль
земной поверхности, а изменяется как во времени, так и в прост-
ранстве, Кельвин (1860а, Ь) пришел к заключению, что даже в ус-
ловиях хорошей погоды в нижних слоях атмосферы должны суще-
ствовать объемные заряды. С целью их изучения он предложил
провести одновременные «электрогеодезические» наблюдения в ря-
де пунктов. Интересно отметить, что это предложение никогда не
было осуществлено полностью, а попытки хотя бы частичной его ре-
ализации относятся к самому последнему времени (см.§ 2.27 и 5.36).
Прекрасно понимая, что даже такая программа не позволит одно-
значно оценить распределение объемных зарядов, Кельвин предпо-
ложил, что исследовать заряды можно только путем использования
воздушных шаров.

Еще одно предложение Кельвина (18605), реализация которого
в те времена оказалась невозможной и которое было осуществлено
только значительно позднее, относится к исследованиям электриче-
ства при выпадении дождя (см. главу 10). По-видимому, Кельвин
(1860с) был первым, кто наблюдал изменения градиента потен-
циала, связанные с разрядами молний. Он же впервые отметил
электризацию пара локомотива (см. § 5.57).

Кельвин (1859а) придавал большое значение возможности не-
прерывной регистрации величины градиента потенциала и был пер-
вым (Кельвин, 18605), кто предложил использовать для этого фо-
торегистрацию.
Одно из интересных предположений Кельвина (1860Ь, с) за-
ключалось в том, что нижние слои атмосферы несут в себе отри-
цательные электрические заряды. Во время некоторых измерений
в условиях неустойчивой погоды он получил определенные экспери-
ментальные подтверждения этого предположения, зарегистрировав

в ряде случаев отрицательные значения градиента потенциала
у поверхности земли, тогда как всего на 30 м выше значения гра-
диента потенциала оставались положительными. Аналогичные ре-
зультаты для больших высот, полученные Шово (1900) при изме-

рениях на Эйфелевой башне, до сих пор не получили сколько-ни-
будь удовлетворительного толкования (см. § 5.65).

1.11. Абсолютные значения градиента потенциала. Применение
выравнивающих потенциалы устройств, подобных капельному кол-

лектору Кельвина, приводит
к определенному искажению
силовых линий таким устрой-
ством и строением. Экснер
(1900) показал, что использо-
вать эти устройства для опре-
деления абсолютных значений
градиента потенциала и рас-
чета по ним величины заряда
на единицу площади поверхно-
сти земли нельзя. В связи
с этим он предложил методику
оценки «коэффициента редук-
ции», или «коэффициента экс-

Рис. 2. Коэффициент редукции.

позиции», с помощью которого

можно осуществить переход от измеренных величин к соответст-
вующим абсолютным значениям над уровнем поверхности земли
(см. § 5.18).

Однако в некоторых последующих работах было показано, что
использование коэффициента редукции может привести к ошибоч-
ным результатам, особенно при наличии объемных зарядов, и что
более надежными являются измерения в таких условиях, когда
можно исключить учет этого коэффициента.

1.12. Связь с влажностью. Если принять теорию Пельтье, в со-
ответствии с которой водяной пар уносит с поверхности земли
часть отрицательных зарядов, то следовало бы ожидать, что между

значениями градиента потенциала и влажности существует непо-
средственная взаимосвязь. Экснер полагал, что ему удалось
установить наличие этой взаимосвязи. Однако следует указать, что
неизбежным следствием такой теории должны быть отрицательные
заряды водяного пара в нижних слоях атмосферы. В связи с этим
градиент потенциала должен был бы возрастать с высотой из-за
появления дополнительных силовых линий, оканчивающихся снизу
этими зарядами.

Кельвин (1881) предложил метод исследований градиента потен-
циала с помощью двух разнесенных по высоте на 3 м капельных
коллекторов, привязанных к воздушному шару. Воспользовав-
шись этим методом, Лешер и Тума провели ряд измерений, резуль-
таты которых (предположительно) указывали на возрастание гра-
диента потенциала с высотой. Однако позднее Лекаде (1898) и
Тума (1899) с полной очевидностью установили, что, по крайней
мере выше нескольких десятков метров, градиент потенциала
уменьшается с высотой и что, таким образом, объемные заряды
являются положительными.

В связи с этим теорию Пельтье следует признать ошибочной.
Что же касается связи между градиентом потенциала и влажно-
стью воздуха, то она, хотя и существует, является косвенной и
объясняется лишь тем, что оба эти параметра зависят от процес-
сов перемешивания (см. § 2.25).

1.13. Градиент потенциала в условиях хорошей погоды. Вслед-
ствие значительного количества непрерывных измерений градиента
потенциала было установлено, что в условиях хорошей погоды гра-
диент потенциала почти всегда положителен. Это свидетельствует,
таким образом, об отрицательном заряде поверхности земли. Было
показано, что абсолютные значения градиента потенциала имеют
заметный суточный и годовой ход (см. § 5.42, 5.43, 5.44, 5.47). На-
конец, было установлено, что наряду с градиентом потенциала
электрическая активность в условиях хорошей погоды может быть
охарактеризована током проводимости, осуществляющим перенос
положительных зарядов на землю.

С точки зрения измерений градиент потенциала представляет
собой наиболее простой параметр атмосферного электричества
(в связи с чем большинство экспериментальных исследований и за-
ключалось в его измерении). Однако было показано (см. § 2.18),
что зачастую его значение при описании атмосферного электриче-
ства не очень существенно и что более важной характеристикой яв-
ляется ток проводимости между воздухом и землей.

1.14. Проводимость воздуха. Из числа исследователей того вре-
мени Кулон (1795) и Маттеуччи (1850) первыми экспериментально
установили, что воздух является проводником электрических заря-
дов. Однако значение этого открытия было полностью осознано
лишь после опубликования работы Линсса (1887), в которой он
указывал, что если интенсивность обусловленного проводимостью
воздуха стока зарядов с земли сохраняется неизменной, то весь
отрицательный заряд части земной поверхности должен иссякнуть
за период около 10 мин. Иначе говоря, попадающие па определен-
ный участок земной поверхности за счет проводимости воздуха по-
ложительные заряды всего лишь за время около 10 мин должны
были бы полностью нейтрализовать остаточные отрицательные за-
ряды этого участка. И тем не менее земля остается отрицательно
заряженной!

Таким образом, возник один из наиболее важных вопросов в тео-
рии атмосферного электричества — вопрос о том, каким образом
земля сохраняет свой отрицательный заряд. Были выдвинуты са-
мые различные теории, объясняющие постоянный приток отрица-
тельного электричества на поверхность земли — так называемый
ток подзарядки. Одно время высказывались даже предположения,
что в основе этого процесса могут лежать какие-то неизвестные
в науке явления — генерация отрицательных зарядов внутри земли,
поток отрицательно заряженных частиц, падающих на землю слиш-
ком быстро, чтобы их можно было обнаружить, и т. д. Критический
обзор таких идей приведен в работе Свана (1955). В настоящее
время общепринятой является теория, в соответствии с которой
приток положительных зарядов на землю при хорошей погоде ком-
пенсируется отрицательными зарядами, поступающими на нее из
атмосферы в условиях ненастной погоды.

Было также выполнено много работ по исследованию природы
атмосферной проводимости. Эльстер и Гейтель (1899а, Ь) и Виль-
сон (1900) обнаружили «ионы», т. е. частицы, имеющие размеры
молекулы или несколько больше и несущие положительные или
отрицательные заряды (легкие ионы). Вслед за этим Ланжевсн
(1905) открыл крупные (тяжелые) ионы, а Поллок (1951Ь) и
другие сообщили об ионах промежуточных размеров. Ряд работ
был посвящен исследованию условий равновесия между ионами
и электрически нейтральными частицами различных размеров
(см. главу 4).

'' 1.15. Происхождение атмосферной ионизации. Исследованием

'"Э свойств ионов атмосферы занимались многие ученые. Было обна-
ружено, что ионы непрерывно исчезают за счет рекомбинации
с ионами противоположного знака или изменяют свои размеры за
счет соединения с незаряженными частицами. Очевидно, таким об-
разом, что должен существовать определенный механизм воспроиз-
водства ионов. Можно было бы предположить, что генерация ионов
связана с излучением радиоактивных веществ земной коры. Однако
в этом случае можно было бы заранее предсказать, что проводи-
мость воздуха должна уменьшаться по мере удаления от поверх-
ности земли. Между тем измерения, проведенные сначала Гессом
(1911), а потом Кольхёрстером (1913), показали, что в действи-
тельности с увеличением высоты происходит весьма заметное воз-
растание проводимости, которое не может быть объяснено какими-
либо причинами земного происхождения. Дальнейшие исследова-
ния помогли с абсолютной достоверностью установить факт
существования излучения с очень большой проникающей способ-
ностью, поступающего в атмосферу земли со всех направлений из
космоса. Это излучение, которое было названо космическими лу-
чами, оказалось способным достигать поверхности земли, проходя
сквозь всю толщу атмосферы, и даже проникать на значитель-
ное расстояние в глубь земли. В связи с этим оно оказалось до-
статочно эффективным источником ионов во всех слоях атмо-
сферы, вызывая наибольшую ионизацию в верхних слоях.

Источником еще одного вида излучения, поступающего в зем-
ную атмосферу и имеющего меньшую проникающую способность,
является солнце. Это излучение дает важный вклад в ионизацию
верхней атмосферы на уровне расположения проводящих слоев.
В то же время оно заметно поглощается по мере проникновения
в толщу атмосферы и потому не имеет сколько-нибудь существен-
ного значения для процессов атмосферного электричества. Нет
никакой необходимости обсуждать здесь происхождение и природу
первичных космических лучей или процессы образования вторич-
ного излучения. С точки зрения атмосферного электричества доста-
точно знать, что существует ионизация, которая возрастает по мере
увеличения высоты над землей, и что в слое атмосферы, представ-
ляющем в этом случае интерес, ионизация не зависит от солнеч-
ного или звездного времени. Тем не менее заслуживает внимания
то обстоятельство, что открытие и первый этап изучения космиче-
ских лучей были связаны с исследованиями в области атмосфер-
ного электричества. В заключение можно отметить, что в призем-
ном слое атмосферы большое значение имеет ионизация, обуслов-
ленная радиоактивностью земной коры и воздуха.

1.16. Электричество нарушенной погоды. В условиях нарушен-
ной и неустойчивой погоды значения градиента потенциала увели-
чиваются по сравнению с их значениями при хорошей погоде, про-
являют тенденцию к резким изменениям и часто приобретают от-
рицательный знак. Кроме тока проводимости, в нижних слоях
атмосферы при этом возникают и другие виды тока, например ток,
переносимый дождевыми каплями, а величина проводимости мо-
жет отличаться от нормального значения за счет дополнительных
ионов, генерируемых процессами, связанными с метеорологиче-
скими возмущениями. Данные наблюдений указывают на наличие
электрических зарядов в облаках, в связи с чем были предприняты
разнообразные исследования для определения знака, величины и
размещения этих зарядов.

Результаты самых первых измерений показали, что среди заря-
дов, переносимых дождевыми каплями, преобладают отрицатель-
ные. Однако позднее большинство наблюдений привело к выводу
о преобладании на каплях положительных зарядов (см. главу 10).

1.17. Атмосфера как конденсатор. Несмотря на то что еще Кель-
вин (1860Ь) (см. § 1.10 и 2.15) высказал предположение о сущест-
вовании проводящего слоя в верхней атмосфере и о подобии всей
атмосферы гигантскому конденсатору, эти идеи получили широ-
кое применение в исследованиях атмосферного электричества зна-
чительно позднее. Даже в работах Шово (1922, 1924, 1925) можно
встретить лишь упоминание об области высокой проводимости
в верхних слоях атмосферы без каких-либо попыток связать ее
с явлениями атмосферного электричества в приземном слое.

По-видимому, первая попытка связать существование «слоя
Хевисайда» с явлениями атмосферного электричества в этом сто-
летии была сделана в работе Вильсона (1920). Следует, однако,
отметить, что ее значение не было оценено по достоинству, так как
даже в 1929 г. в дискуссии по поводу работы Уиппла (1929а) Симп-
сон заявил, что градиент потенциала не связан с зарядами в слое
Хевисайда. Тем не менее уже в книге Шонланда (1932) постоян-
ство электрического тока в атмосфере с изменением высоты объ-
ясняется именно наличием проводящего слоя в верхней атмосфере.
Шонланд же указал, что следует делать различие между этим про-
водящим слоем, проводимость которого обусловлена «проникаю-
щим излучением» (космическими лучами), и более высоким слоем
Хевисайда, в котором проводимость связана с солнечным излуче-
нием. Ныне это различие зафиксировано введением терминов
«электросфера» и «ионосфера» (см. § 2.15).

1.18. Грозовое облако. Значительная часть работ по атмосфер-
ному электричеству на протяжении нынешнего столетия была свя-
зана с исследованиями электрической природы грозовых облаков
и процессов, за счет которых происходит разделение зарядов в та-
ких облаках. Наиболее важными среди первых работ в этой об-
ласти были работы Вильсона (1916) и Симпсона (1927). Следует
отметить, что в течение некоторого времени существовало противо-
речие между этими учеными в вопросе о трактовке полярности
грозового облака.

Так, например, Симпсон считал, что в верхней части облака кон-
центрируются отрицательные заряды, а нижняя часть облака за-
ряжена положительно, ссылаясь в качестве доказательства на фо-
тографии разрядов молнии, демонстрирующие ветвление молний
книзу, почти всегда имеющее место при разрядах из облака на
землю, и указывая, что на фотографиях электрических разрядов
в лабораторных условиях ветвление происходит от положительного
полюса. Объясняя эту отрицательную полярность облака, Симпсон
выдвинул теорию разделения зарядов за счет разбрызгивания ка-
пель. Вильсон же, наоборот, настаивал на том, что полученные им
самим и другими исследователями результаты измерений гради-
ента потенциала и его изменений внутри грозового облака можно
разумно объяснить только в предположении, что облако имеет поло-
жительную полярность, т. е. отрицательно заряженное основание.

Анализ искровых разрядов в условиях, более приближенных
к условиям разрядов молний, показал (Шонланд и Эллибон, 1931),
что направление их ветвления можно считать скорее критерием
геометрической структуры электродов, нежели критерием их по-
лярности. Были также выполнены измерения градиента потенциала
с помощью воздушных шаров (Симпсон и Скрэйз, 1937), данные
которых подтвердили, что вершина облака заряжена положи-
тельно, ниже ее находится область отрицательных зарядов, а в ос-
новании почти всех грозовых облаков существует еще один объем
с высокой концентрацией положительных зарядов. В негрозовых
ливнях такой объем может и отсутствовать. Количество свободных
зарядов того или другого знака для отдельного грозового облака
обычно колеблется от 10 до 100 Кл. Значительное число работ
было также посвящено детальному исследованию разряда молнии
(см. главу 14).

1.19. Военные приложения. Военные нужды в период второй
мировой войны стимулировали существенный прогресс в исследо-
вании атмосферного электричества, особенно в Германии и Соеди-
ненных Штатах Америки. Потребовалось в короткий период решить
ряд проблем, среди которых можно указать обеспечение без-
опасности самолетов и привязных аэростатов в грозовых условиях
и повышение надежности радиосвязи, особенно с самолетами. Ка-
чественный скачок в развитии экспериментальных исследований
был обусловлен возможностью установки измерительной аппара-
туры на самолетах. Тем самым получила воплощение мечта Кель-
вина о проведении трехмерных пространственных наблюдений,
хотя первые шаги в этом направлении уже были сделаны с ис-
пользованием воздушных шаров.

К сожалению, некоторые из работ, выполненных учреждениями
различных военных ведомств ряда стран, по-видимому, не получили
огласки в связи с их возможным применением в военных целях.
Тем не менее значительное число фундаментальных исследований,
финансировавшихся военными министерствами Соединенных Шта-
тов Америки или выполненных в подведомственных им научно-ис-
следовательских учреждениях, было опубликовано. В частности, по
инициативе военно-воздушных сил США были проведены две кон-
ференции, имевшие большое значение для развития исследований
(Хольцер и Смит, 1955; Смит, 1958).

1.20. Применение электроники. Одно из наиболее важных про-
явлений технического прогресса за прошедшие 20—30 лет—-это
применение электронных методов измерений, пришедших на смену
традиционному квадратному электрометру. Возможность использо-
вания электронных усилителей привела к тому, что наиболее рас-
пространенными методами измерения градиента потенциала стали
методы с применением так называемых электростатических гене-
раторов.

Особенно большое значение методы электроники имеют в новой
области исследований, связанной с использованием метеорологиче-
ских радиозондов для измерения электрических параметров. За-
метным преимуществом этого метода исследований является воз-
можность получения большого количества информации о верхних
слоях нижней атмосферы.

Дальнейший прогресс в области использования электронных ме-
тодов связан со все более широким применением электронных вы-
числительных машин для анализа и цифровой обработки данных.

1.21. Международное сотрудничество. По-видимому, не будет
ошибкой сказать, что международное сотрудничество в области
исследования атмосферного электричества менее развито, чем
в ряде других областей физики земли и атмосферы, на интенсифи-
кацию которых благотворное влияние оказало проведение Между-
народного геофизического года и Международного года спокой-
ного Солнца. В то же время использование данных, полученных
в различных частях света, могло бы существенно облегчить реше-
ние целого ряда проблем атмосферного электричества, в связи
с чем международное сотрудничество следует считать чрезвычайно
целесообразным. Начальным этапом в развитии такого сотрудни-
чества можно считать конференции, созванные по инициативе ряда
международных организаций. В качестве примера можно указать
конференцию в Монтро в 1963 г. (Коронити, 1965), организован-
ную Международной ассоциацией метеорологии и физики атмо-
сферы (МАМФА) и Международной ассоциацией по геомагнетизму
и аэрономии (МАГА) Международного союза геодезии и геофи-
зики (МСГГ)1.

1.22. Современные тенденции. В последнее время в области ис-
следования атмосферного электричества все большее место начи-
нают занимать работы по анализу соотношений между атмосфер-
ным электричеством и другими эффектами физики атмосферы.
Так, например, было показано, что электричество при хорошей
погоде характеризуется определенными соотношениями с основ-
ными метеорологическими параметрами. Значительное количество
работ было посвящено установлению взаимосвязи между генера-
цией зарядов и другими физическими процессами, происходя-
щими в облаках. Наряду с работами по изучению молнии были
проведены чрезвычайно обширные исследования по использованию'
излучения таких разрядов для изучения свойств верхних слоев
атмосферы.

По мере углубления наших представлений о процессах генера-
ции электрических зарядов в облаках становится все более реаль-
ной задача разработки методов управления этими процессами.
Пока, однако, в этой области не получено каких-либо результа-
тов, имеющих практическую ценность.

1.23. Космическое электричество. До недавнего времени сущест-
вовало четкое разделение атмосферных электрических явлений на
атмосферное электричество и физику ионосферы. К классу атмо-
сферного электричества относили процессы, происходящие в той
области атмосферы, которая была доступна для непосредственных
измерений, т. е. примерно в 22-километровом слое, ограниченном
потолком подъема воздушных шаров. Исследование ионосферы
осуществлялось в основном с использованием информации, полу-
ченной при отражении радиоволн и относящейся к слою, ограни-
ченному снизу высотой примерно 60 км.

Подобную классификацию можно осуществить также и на ос-
нове других критериев. Так, например, для атмосферного электри-
чества время жизни электронов слишком мало, в связи с чем не-
обходимость их учета может возникнуть разве лишь при исследо-
вании процессов, связанных с электрическими разрядами. В то
же время отражающие свойства ионосферы определяются именно-
наличием свободных электронов. Ионизация воздуха в области
атмосферного электричества в основном связана с космическими
лучами и радиоактивностью и практически не зависит от солнеч-
ного излучения, тогда как в ионосфере она, наоборот, почти пол-
ностью обусловлена инсоляцией.

Создание ракет и спутников позволило осуществить непосредст-
венные измерения на значительно больших высотах, чем ранее, и

1 В 1967 г. состоялась IV Международная конференция по атмосферному
электричеству (Ходжес, 1969).
использовать традиционные методы исследований атмосферного
электричества для анализа верхних слоев атмосферы.

В связи с этим возникает вопрос о том, что следует понимать
под термином «атмосферное электричество», определив тем самым
основное содержание книги, имеющей такое название. При подго-
товке настоящего издания было принято решение ограничиться об-
суждением круга вопросов, традиционных для исследований атмо-
сферного электричества, т. е. измерений градиента потенциала, то-
ков, проводимости и т. д., не включая сюда проблем, относящихся
к исследованиям ионосферы. Можно отметить полное соответствие
такого разграничения тому, например, что в раздел «Космос»
Третьей Международной конференции по атмосферному и косми-
ческому электричеству в 1963 г. (Коронити, 1965) были включены
только те вопросы, которые являются естественным развитием
проблем атмосферного электричества. Задачи же, связанные с ана-
лизом происхождения, структуры и динамики ионосферы, в этом
разделе практически отсутствовали.

Глава 2

НЕКОТОРЫЕ ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ

2.1. Обзор содержания главы. Настоящая глава преследует ряд
целей. В ней формулируются и обсуждаются различные законы и
правила, которые позднее используются в тех или иных разделах
книги. Рассматриваются общие соотношения между различными
эффектами, анализируемыми в последующем по отдельности,
с тем, чтобы при чтении любой последующей главы не возникало
необходимости отсылать читателя для справки к ряду других глав.
Кроме того, в этой главе описан ряд экспериментальных методов.

2.2. О знаке электрического поля. В атмосфере существует элек-
трическое поле, созданное зарядами на земле и в атмосфере. Как
и любая векторная величина, поле имеет направление. В то же
время знак поля произволен, по крайней мере до тех пор, пока
не приняты определенные условия. Поле в атмосфере, как обычно,
характеризуется его энергетической характеристикой —• потенциа-
лом V и силами, в нем действующими, — напряженностью поля Е.
Напомним, что Е==—^гас! V.

Если принять во внимание вполне очевидное условие, что поло-
жительное приращение высоты соответствует подъему вверх, то
для условий хорошей погоды (полагая дУ/д2=дУ/д1г, а дУ/дх—
— дУ/ду=0) значение дУ/д1г является положительным а, следова-
тельно, величина Е должна быть отрицательной. Иными словами,
при хорошей погоде положительные заряды имеют тенденцию пе-
ремещаться вниз.

К сожалению, в большой части литературы по атмосферному
электричеству термин «поле» употребляется для обозначения ве-
личины дУ/дН, а не —дУ/дН при направлении положительной по-
луоси 1г вертикально вверх. По-видимому, зарождение этой тради-
ции относится к временам, когда еще не были сформулированы
основные положения теоретической электростатики и когда элект-
рическому полю при хорошей погоде обычно приписывали положи-
тельный знак. Слишком поздно было бы теперь пытаться изменить
эту привычную для большинства исследователей терминологию и
переписать литературу только для того, чтобы термину «электриче-
ское поле» придать его истинное электростатическое значение и
знак. Если же такие попытки и делались, то это приводило только
к увеличению путаницы со знаками в литературе. В качестве при-
мера можно сослаться на статью Ганна (1954Ь), в которой он ис-
пользует термин «поле» в его правильном электростатическом
смысле, получая в результате кривые временной зависимости поля,
которое необходимо перевернуть, для того чтобы сравнить с ана-
логичными кривыми в работах других исследователей.

Несмотря на удобство использования термина «электрическое-
поле» по сравнению с любым другим термином, например «гра-
диент потенциала», разница между его значениями в обычной элек-
тростатике и атмосферном электричестве приводит к необходи-
мости избегать его применения, за исключением тех случаев, когда
не возникает вопроса о знаке.

Много времени и усилий было потрачено на обсуждение во-
проса о знаке поля. Нельзя не признать, что это время потрачено
впустую, поскольку вся проблема в данном случае заключается
в том, чтобы постулировать определенное условие, не касаясь фи-
зических принципов. Долезалек (1960) предложил сохранить ста-
рое определение электрического поля, т. е. принять систему отсче-
та высоты в вертикальном направлении сверху вниз (см. § 2.3).
Однако Израэль (1962) полагает, что для начала было бы лучше
ввести систему обозначений условий «электрическое поле при хо-
рошей погоде с нормальным направлением» и «электрическое поле
с обратным направлением», не приписывая им никаких знаков.

По мнению автора, было бы своевременно прекратить эту бес-
плодную дискуссию и прийти к заключению, что каждый исследо-
ватель волен использовать любую систему знаков, которую он счи-
тает целесообразной, при условии, что он, во-первых, будет посто-
янен в ее применении и, во-вторых, отчетливо пояснит всем
остальным смысл этой системы, желательно, по отношению к нор-
мальным условиям хорошей погоды.

В соответствии с этими принципами в настоящей работе при-
нято, что величина Р=дУ)дН носит название «градиент потен-
циала» и является положительной в нормальных условиях хоро-
шей погоды.

2.3. О знаке электрических токов. При обсуждении условий
знака для поля и градиента потенциала (§ 2.2) была показана
целесообразность положительного отсчета координаты !г верти-
кально вверх. Поэтому было бы логично приписать положитель-
ный знак токам, текущим в атмосфере также в этом направлении.
В действительности же, однако, практические измерения почти
всегда относятся к токам, текущим в направлении земли, в связи
с чем стало обычным приписывать положительный знак току по-
ложительных зарядов, перемещающихся в направлении земной по-
верхности. Так же как и в случае с понятием «поле», по-видимому,
поздно переубеждать ученых и переписывать литературу, чтобы ис-
пользовать более последовательную систему обозначений.

Если считать электрическое поле при хорошей погоде положи-
тельным, так же как и значение тока проводимости в этих усло-
виях, то при этом полностью выполняется закон Ома и не возни-
кает каких-либо несоответствий.

В настоящей работе будет принято обычное условие для знака
токов, заключающееся в том, что току, переносящему положитель-
ные заряды в направлении земли, приписывается положительный
знак.

2.4. Локализация зарядов. Проблема локализации зарядов
в атмосфере, соответствующей результатам электростатических из-
мерений, более наглядно может быть представлена с использова-
нием понятия силовых линий. Заряды существуют на концах сило-
вых линий, и электростатические измерения, по существу, заклю-
чаются в отыскании направления и плотности силовых линий. Сле-
довательно, • для того чтобы узнать, кончаются ли какие-либо
силовые линии внутри данного объема, необходимо измерить коли-
чество силовых линий, входящих в этот объем и выходящих из
него вдоль всей его поверхности. В результате, для того чтобы по-
лучить полное представление о распределении заряда в атмосфере,
необходимо было бы провести одновременные измерения во всех
точках атмосферы.

Хотя однозначно оценить распределение зарядов, соответствую-
щее ограниченному количеству измерений градиента потенциала,
нельзя, часто оказывается возможным сделать определенные пред-
положения об этом распределении и показать, что они не противо-
речат данным измерений. При этом вероятность других распреде-
лений зарядов не исключается, но зачастую они оказываются ма-
ловероятными по другим причинам. Если существует возможность
провести измерения в различные моменты времени, а также в раз-
личных точках, то могут быть сделаны вполне определенные за-
ключения о характере перемещения зарядов.

2.5. Численные значения. Целесообразно привести здесь неко-
торые численные значения градиентов потенциала и зарядов в ат-
мосфере.

Значению градиента потенциала 100 В/м соответствует поверх-
ностная плотность заряда на земле — 8,854 • 10 10 Кл/м2, т. е.—
1 Кл на площадь примерно ИЗО км2. Одновременно где-то над по-
верхностью земли должен существовать соответствующий поло-
жительный заряд.

Если заряд в 1 Кл равномерно распределен по сфере любого
радиуса менее 1 км, центр которой расположен на высоте 1 км над
землей, обусловленный этим зарядом градиент потенциала у по-
верхности земли непосредственно под центром сферы с учетом
ее электрического отображения оказывается равным 2/(4леоХ
Х106) В/м. Эта величина составляет 1,8 • 104 В/м. Следовательно,
обычная величина градиента потенциала, составляющая 100 В/м,
была бы полностью нейтрализована зарядом — 5,5- 10-3 Кл, распо-
ложенным в 1 км от точки измерений вверх по вертикали,

2.6. Ионная проводимость. Проводимость атмосферы обуслов-
лена наличием ионов, несущих заряды того или иного знака и пе-
ремещающихся в электрическом поле. Как и для большинства
случаев протекания электрического тока, при этом обычно выпол-
няется закон Ома, и ток между двумя эквипотенциальными по-
верхностями пропорционален разности потенциалов. Если I —-
плотность тока, а X— разность потенциалов, то 1)Х=\1р, где р —
удельное сопротивление. Отношение 1/р можно заменить величи-
ной Л-—«удельной проводимостью», измеряемой в обратных омах
или Ом-1 (иногда употребляется «мо»). Вместо термина «удельная
проводимость» часто используется термин «проводимость».

При анализе явлений атмосферного электричества часто более
удобно рассматривать проводимость, а не сопротивление воздуха.
Это легко понять, если учесть, что различные типы ионов или даже
отдельные ионы ведут себя как параллельно включенные провод-
ники, а в этом случае сложение проводимостей осуществлять го-
раздо легче, чем сложение сопротивлений.

2.7. Подвижность. При заданной величине градиента потен-
циала ион перемещается с определенной скоростью, которая зави-
сит от его свойств. Скорость, приобретаемая ионом в поле с еди-
ничным градиентом потенциала, получила название «подвижность»
иона. Скорость в поле с градиентом потенциала X В/м составляет
и>Х м/с, где ® — подвижность в системе единиц МКС.

Ион можно представить в виде маленькой частички, переме-
щающейся в вязкой среде. Под действием постоянной силы ча-
стичка приобретает постоянную скорость, такую, при которой сила
вязкости, противодействующая перемещению, точно равна уско-
ряющей силе. Для случая маленькой сферической частички, падаю-
щей в поле тяжести, результат выражается известным законом
Стокса. Перемещение иона в электрическом поле представляет со-
бой совершенно аналогичный случай. При данном значении гра-
диента потенциала ион определенных размеров и формы приобре-
тает совершенно определенную скорость. Если действующие при
этом силы таковы, что могут быть применены обычные законы
вязкости, то значение постоянной скорости пропорционально дейст-
вующей силе, а следовательно, градиенту потенциала.

Единицей измерения подвижности в системе ЛАКС служит м/с
для градиента потенциала 1 В/м. Однако традиционной единицей
измерения является единица системы СГС, а именно см/с для
1 В/см. Для того чтобы избежать изменения единиц, ниже часто
будет употребляться и старая единица с обязательным обозначе-
нием «единица СГС». Следует помнить, что при подстановке зна-
чений подвижности, выраженных в единицах СГС, в формулы,
записанные в системе МКС, эти значения необходимо умножать
на 10-4.

2.8. Коэффициент диффузии. Диффузия представляет собой
процесс, при котором частицы любого вида стремятся уменьшить
градиент своей концентрации за счет того, что в одном направле-
нии перемещается большее количество частиц, чем в другом.

Коэффициент диффузии Р для частиц покоящегося газа опреде-
ляется выражением

_... г> аг
м <1х ’

где (Ш1(Н — количество частиц, пересекающих в единицу времени
площадку единичного сечения, перпендикулярную градиенту кон-
центрации сЩс1х.

Эйнштейн (1905) вывел из своей теории для броуновского дви-
жения формулу

О-кТ-ш/е,

где к— постоянная Больцмана, Т — абсолютная температура, ъи —
подвижность и е — заряд.

Диффузия, определяемая этим уравнением, не имеет особого
значения в свободной атмосфере, где аналогичные эффекты в го-
раздо больших масштабах определяются другими процессами.

Однако коэффициент диффузии можно использовать при изме-
рении характеристик тяжелых ионов и ядер конденсации, для кото-
рых радиусы частиц можно оценивать по значениям их коэффици-
ентов диффузии. По-видимому, такие оценки не могут быть очень
точными для заряженных частиц, поскольку электрические силы
уменьшают среднюю длину свободного пробега.

2.9. Турбулентная диффузия. В свободной атмосфере перемеще-
ние частиц в направлении градиента концентрации связано не
только с простой диффузией, для которой движение частиц описы-
вается кинетической теорией газов, но также и с движением более
крупных масштабов за счет конвекции. Существует и «коэффици-
ент турбулентной диффузии», имеющий обычно заметно большее
значение, чем обычный коэффициент диффузии, но определяемый
сходной формулой.

Величина коэффициента турбулентной диффузии зависит от ме-
теорологических условий, особенно от градиента температуры, и
изменяется не только от одного момента времени к другому, но
также и от точки к точке в один и тот же момент времени.

Именно за счет турбулентной диффузии происходит обмен в об-
ласти перемешивания (см. § 2.25).

Турбулентная диффузия обусловливает перемещение любых не-
скомпенсированных зарядов в атмосфере, но не может быть причи-
ной существования какого-либо вертикального электрического тока
в атмосфере, по крайней мере когда плотность объемного заряда
не изменяется с высотой. Поскольку объемный заряд определяется
значением с!2У/(1х2 или (ИР/йх, электрический ток турбулентной
диффузии зависит от значения или д.2Р1с1х2.
2.10. Ионный ток. Если в 1 м3 атмосферы находится п} положи-
тельных ионов, каждый из которых несет заряд в] и имеет подвиж-
ность гс/], то обусловленная градиентом потенциала X величина
электрического тока положительных ионов через площадку 1 м2
составляет

/1=/11е1ж'1Аг.

Это значение может быть также представлено в виде к\Х, где
?.1 —удельная проводимость для положительных ионов.

Аналогично для отрицательных ионов величина тока

^2^2^2-^‘ >

где индекс 2 относится к параметрам отрицательных ионов.
Плотность полного тока составляет

I=Л -Ь 4=(4+4) А".

Если положительные ионы состоят из групп ионов с различной
подвижностью, то значение

так же как и для отрицательных ионов.

Установлено, что ионный ток в атмосфере почти полностью обу-
словлен перемещением легких ионов с подвижностью от 1 до 2 еди-
ниц СГС. Доля тока за счет тяжелых ионов обычно пренебрежимо
мала, хотя в то же время тяжелые ионы в значительной мере оп-
ределяют концентрацию в атмосфере легких ионов.

Поскольку и перемещающиеся вниз положительные ионы и дви-
жущиеся в противоположном направлении отрицательные ионы
обусловливают положительный электрический ток при положитель-
ных значениях градиента потенциала, следует, что произведение
еи» должно иметь положительный знак. Так, если величина е2 отри-
цательная, значение ьу2 также должно быть отрицательным.

2.11. Скорости ионов. Необходимо иметь правильное представ-
ление о том, сколь малыми являются скорости даже легких ионов
в электрическом поле атмосферы при нормальных условиях. При
обычном значении электрического поля хорошей погоды около
100 В/м скорость легкого иона в поле составляет всего лишь около
1,5 • 10-2 м/с. Это значение можно сопоставить со средней скоро-
стью молекулы воздуха, равной в соответствии с кинетической тео-
рией примерно 4 • 102 м/с. Отсюда видно, что, если ион рассматри-
вать даже как конгломерат нескольких молекул, его случайная
скорость все же будет очень большой по сравнению со скоростью,
обусловленной электрическими силами.

Даже такая скорость ветра как 8 км/ч, или 2,2 м/с, является
очень большой по сравнению со скоростью ионов в электрическом
поле. Кроме того, любое вихревое движение воздуха также приво-
дит к соответствующему перемещению ионов.

2.12. Ток насыщения. При обычных условиях ионный ток под-
чиняется закону Ома, а проводимость определяется так, как
указано в § 2.10. Однако бывают случаи, когда закон Ома не вы-
полняется из-за недостаточного количества ионов. Если для такой
•системы изобразить ход ионного тока в зависимости от разности
потенциалов, он выглядит так, как это изображено на рис. 3. При

малых значениях разности потенциалов сила тока строго пропор-
циональна ей, а наклон прямой определяется значением проводи-
мости. Однако в связи с тем, что количество ионов, образующихся

в рассматриваемом объеме или поступающих в него за счет каких-
либо процессов (например, воздушных потоков) в единицу вре-

мени, ограничено, величина тока

Рис. 3. Зависимость ионного тока от
разности потенциалов.

имеет предел, определяемый этим
числом ионов. Этот предел по-
лучил название «тока насыще-
ния».

В замкнутом пространстве
ток насыщения соответствует
скорости воспроизводства ионов
и может быть достигнут уже
при очень невысоких значениях
разности потенциалов. Поэтому
очень редко при измерениях
в замкнутом пространстве можно
оценить истинное значение прово-
димости.

2.13. Электрические изобра-
жения. При изучении атмосфер-

ного электричества землю можно
рассматривать как хороший проводник. Следовательно, силовые
линии должны оканчиваться на поверхности земли и вблизи нее
быть перпендикулярными к поверхности.

При рассмотрении градиента потенциала у поверхности земли,
обусловленного зарядами облаков или даже связанных с землей

тел, находящихся над ее поверхностью, необходимо учитывать

также и влияние зарядов, индуцируемых на поверхности земли.
В учебниках по электричеству обсуждается метод электрических
изображений, в соответствии с которым влияние индуцируемых
зарядов на величину результирующего поля может быть учтено

на основе предположения о существовании электрического заряда,
равного по величине и противоположного по знаку реально суще-
ствующему над поверхностью земли и расположенного под поверх-
ностью земли симметрично этому реальному заряду. Легко видеть,
что градиент потенциала у поверхности земли будет при этом по-
всюду вертикальным. Влиянием кривизны поверхности земли
можно пренебречь.

По-видимому, для полноты следовало бы учитывать также
электрические изображения в проводящей электросфере и множе-
ственные изображения в земле и электросфере. Однако это при-
вело бы к существенному усложнению учета изображений объем-
ных зарядов, возникающих за счет изменения проводимости. На-
сколько известно, учет таких дополнительных эффектов при
вычислении градиента потенциала до сих пор не осуществ-
лялся. 1

2.14. Проводник в поле градиента потенциала. На помещенном
в электрическое поле проводнике индуцируются заряды в соответ-
ствии с количеством силовых линий, оканчивающихся на нем.
Кроме того, проводник может иметь собственный результирующий
заряд.

Распределение зарядов по поверхности проводника может быть
рассчитано, если проводник имеет простую форму и если известен
его потенциал или полный заряд. При этом, во-первых, весь провод-
ник должен иметь один и тот
же потенциал и, во-вторых, по-
тенциал должен удовлетворять
принципу аддитивности. Иначе
говоря, потенциал в любой
точке поверхности проводника

должен
сумму
ленного
рядов,

представлять собой
потенциала, обуслов-
наличием внешних за-
являющихся источни-

ком электрического поля, т. е.
потенциала, который существо-
вал бы в этой точке при отсут-
ствии проводника, и потенциа-
ла, обусловленного наличием
зарядов самого проводника.
Кроме того, должно удовлет-
воряться условие, чтобы сумма
этих потенциалов была одной
и той же для всех точек по-
верхности проводника. Для
случаев простой конфигурации

Рис. 4. К методу электрических изо-
бражений.

проводника эта задача решается

сравнительно легко. Подробности читатель может найти в любом
учебнике по электричеству.

2.15. Электросфера. Кельвин (1860Ь) был первым, кто сделал
предположение о существовании в верхних слоях атмосферы прово-
дящего слоя, имеющего непосредственное отношение к явлениям
атмосферного электричества. При этом он исходил из того факта,
что газы при низких значениях давления начинают вести себя как
проводник. Несмотря на то что это обстоятельство нынче уже не
считают истинной причиной существования проводящего слоя, это
не снижает ценности столь раннего предположения. Кельвин вы-
двинул также идею, что земля и этот слой вместе должны вести
себя как гигантский конденсатор.

Отчетливые доказательства того, что атмосфера на высотах
более 100 км представляет собой хороший электрический проводник,

1 Учет этих эффектов см. в книге Имянптова и Чубариной (1967).— Прим,
ред.
были получены при наблюдениях отражений радиоволн. Су-
ществование проводящего слоя было постулировано одновременно
Хевисайдом (1902) и Кеннели (1902) в качестве объяснения явления
дальнего распространения радиоволн, в связи с чем этот слой
часто называют «слоем Хевисайда». После того как было обнару-
жено, что одновременно существует несколько таких проводящих
слоев, всей области отражения радиоволн дали название «ионо-
сфера».

С точки зрения атмосферного электричества, проводящие слои
в верхней атмосфере вызывают интерес прежде всего не своей спо-
собностью отражать радиоволны, а высокой проводимостью для
протекающих токов, в связи с чем вся эта область имеет практиче-
ски одно и то же значение потенциала. Вполне очевидно, что про-
водимость ионосферы является достаточно высокой, для того чтобы
обеспечить это условие. В то же время оказалось, что условия
эквипотенциальности имеют место уже на высотах около 50 км
(см. § 11.18). Желательно поэтому по-разному называть область
электропроводности и собственно ионосферу, определяемую по от-
ражению радиоволн. Некоторые используют для этого термин
«слой выравнивания», хотя более удачным следует признать на-
звание «электросфера». В большинстве литературы по атмосфер-
ному электричеству (включая и первое издание этой книги) слой,
который теперь мы называем «электросферой», называли «ионо-
сфера».

Очевидным преимуществом такого разделения (электро-
сфера и ионосфера) является то, что при этом появляется возмож-
ность определить атмосферное электричество как электрические
явления в слое между электросферой и землей, исключая, таким
образом, свойства самой ионосферы.

Вся электросфера находится под определенным потенциалом,
отличным от потенциала земли (см. § 11.2). Считают, что разность
потенциалов между электросферой и землей изменяется в зависи-
мости от времени суток и, по-видимому, от времени года. Ниже
будет также показано (см. § 11.6), что полный заряд на внутрен-
ней стороне рассматриваемой в качестве проводника электросферы
равен нулю.

Поскольку электросфера представляет собой хороший провод-
ник, она действует как совершенный электростатический экран.
В связи с этим грозы и другие электрические явления, происходя-
щие в относительной близости от земной поверхности, не могут
оказывать влияние на пространство, находящееся за электросфе-
рой, поскольку любые силовые линии от них должны оканчиваться
на нижней стороне электросферы. Точно так же, любые заряды,
поступающие в ионосферу или электросферу с наружной стороны,
не могут оказывать влияния на пространство внутри них до тех
пор, пока эти заряды не проникают сквозь электросферу. Это объ-
ясняет, например, почему солнечные пятна, являющиеся, как по-
лагают, источником интенсивного потока электризованных частиц
на землю, по существу, не оказывают почти никакого влияния на
явления атмосферного электричества, в то же время заметно воз-
действуя на процессы отражения радиоволн и явления земного
магнетизма, которые определяются находящимися значительно
выше электросферы электрическими зарядами в ионосфере. С дру-
гой стороны, космические лучи, которые действительно способны
проникать сквозь электросферу, могут оказывать заметное влия-
ние на процессы в области атмосферного электричества.

Каземир (1965а) высказал предположение, что часть электри-
ческого тока между землей и электросферой может проникать
в толщу электросферы и ионосферы, особенно в высоких широтах.
С другой стороны, Френкель (1949) считает, что все силовые ли-
нии, выходящие из верхней части грозового облака, скорее возвра-
щаются к земле, чем доходят до электросферы.

2.16. Потенциал электросферы. В хорошую ясную погоду в ат-
мосфере существует положительный градиент потенциала, так что
в этих условиях потенциал возрастает с высотой по отношению
к потенциалу земли. В результате во всех зонах атмосферы с хо-
рошей погодой разность между потенциалами электросферы и
земли положительна. И земля, и электросфера являются хорошими
проводниками, в связи с чем внутри каждой из них существуют
лишь незначительные токи и практически они имеют каждая свой
постоянный потенциал. Поскольку всегда имеется часть поверх-
ности земли, над которой располагается зона хорошей погоды,
электросфера всегда имеет положительный потенциал по отноше-
нию к земле, хотя истинное значение этого потенциала может су-
щественно изменяться в зависимости от времени суток или сезона.
Измерения показывают, что истинное значение среднего потен-
циала электросферы составляет около 2,9-105 В (см. § 11.2).

2.17. Квазистационарное состояние. Несмотря на то что в ат-
мосфере протекает электрический ток и, следовательно, заряды не
являются статическими, в неизменных условиях многие из явлений
атмосферного электричества проявляют «квазистационарность» за
счет того, что выходящие из какой-либо области заряды заменя-
ются другими зарядами, приходящими в эту область. Таким обра-
зом. характер мгновенного распределения зарядов в различные
моменты времени остается одним и тем же. Всегда предполагается,
что для таких квазистационарных условий (иногда их называют
«динамическое равновесие») законы электростатики сохраняют
свою справедливость, и нет никаких оснований сомневаться в за-
кономерности такого предположения.

Если выполняются условия квазистационарности, то можно по-
лагать, что не только сохраняется неизменным распределение за-
рядов, но также и выполняется условие неразрывности тока. Для
простого случая, когда все заряды перемещаются вертикально, это
означает, что величина вертикального тока на всех высотах должна
быть одной и той же. Если перемещение зарядов на разных уров-
нях обусловлено различными механизмами, применение, как его
можно назвать, «принципа квазистационарного состояния» позво-
ляет сделать некоторые важные заключения.
При попытках распространить принцип квазистационарного со-
стояния на случай, когда условия не являются неизменными, необ-
ходимо соблюдать осторожность. После любого изменения условия
приходят в новое квазистационарное состояние со скоростью, оп-
ределяемой временем релаксации (см. § 2.20), так что для изме-
нений, медленных по сравнению со временем релаксации, усло-
вия остаются близкими к квазистационарным в течение всего вре-
мени, тогда как для случаев более быстрых изменений результаты,
полученные в предположении квазистационарности, могут ока-
заться ошибочными.

Принцип квазистационарности может быть использован не
только в тех случаях, когда условия являются стационарными или
медленно меняются, но при определенных обстоятельствах и для
любой скорости изменений с целью осреднения результатов за дли-
тельный период времени при быстрой смене явлений.

Простейшее применение принцип квазистационарного состояния
находит при использовании закона Ома. При неизменных усло-
виях ток проводимости в атмосфере пропорционален градиенту
потенциала, и при медленных изменениях ток почти точно следует
за изменениями градиента потенциала. Если рассматривать суточ-
ные изменения градиента потенциала, можно видеть, что макси-
мальное значение тока запаздывает относительно максимума гра-
диента потенциала на время, равное времени релаксации. В ре-
альных условиях измерений эта разница незначительна.

2.18. Основные формулы для атмосферного электричества при
хорошей погоде. Если, во-первых, условия достаточно неизменны,
чтобы можно было применить принцип квазистатичности, и, во-
вторых, перенос зарядов целиком обусловлен токами проводимо-
сти, то может быть применен закон Ома, который приводит
к весьма важным результатам.

Пусть V—потенциал электросферы по отношению к земле,
а /? — «столбовое сопротивление», т. е. сопротивление атмосфер-
ного столба от земли до электросферы с поперечным сечением

1 м2. В этом случае плотность тока
выражением

проводимости определяется

1~~Й •

Если величина г — сопротивление
высотой 1 м, то падение потенциала

нижнего слоя этого столба
на протяжении этого метра

должно составлять величину Р — среднее значение градиента по-
тенциала на протяжении нижнего метра, и, следовательно,

• Ег

Используя вместо г величину X, т. е. удельную проводимость
нижнего метрового слоя, получаем

/л •
Это означает, что вариации значения Р в условиях хорошей по-
годы могут быть связаны с вариациями любой из трех величин:
V, 7. или К. В большинстве случаев максимальные изменения испы-
тывает величина X, в связи с чем по данным измерений градиента
потенциала можно получить главным образом представление об
изменениях локальных значений проводимости и ничего более фун-
даментального. В то же время результаты измерений I не зависят
от изменений Л или, по крайней мере, связаны с ними только в той
степени, в какой они определяют изменения величины Р. Необхо-
димо учитывать, что эти выводы, как показано выше, имеют огра-
ниченную применимость. В противном случае их использование
приводит к заметным погрешностям (см., например, § П.2.).

2.19. Соотношение между объемным зарядом и изменением про-
водимости. Величина объемного заряда определяется выражением

где Р — градиент потенциала при условии, что эквипотенциальные
поверхности горизонтальны.

Если I— плотность тока, а г — удельное сопротивление,

Г=г/.

При существовании квазистатических условий значение I явля-
ется постоянным на всех высотах, так что

ЛР . йг
ан 1 ЛК ’

. аг

Р=-^1Чк-

Если рассмотреть поверхность, разграничивающую две области
со значениями удельного сопротивления г{ и г2, то интегрирование
по этой поверхности дает возможность оценить полный заряд на
единицу площади поверхности:

<3=еог(Г1 — г2).

Рассматривая вместо удельных сопротивлений значения прово-
димости, получаем:

Ел/
Р==_Х2" ~ак •

Несколько иным способом эти результаты получил Рейтер
(1955Ь).

2.20. Время релаксации. Если часть проводника площадью 5,
несущую электрический заряд (}, экспонировать в атмосфере, за-
ряд (^) постепенно исчезает за счет ионной проводимости. Скорость,
с которой происходит это явление, дает возможность оценить
«постоянную времени», пли «время релаксации» для электрических
явлений в атмосфере.

Поверхностная плотность заряда при равномерном распределе-
нии его по проводнику составляет С}/8, а градиент потенциала
в непосредственной близости от поверхности равен (2/Зе0. Следо-
вательно, при положительном знаке заряда ($ ток отрицательных
ионов составляет Агф/Зео на единицу площади и ЛгР/ео для всей
площади.

Таким образом,
^0 /г.&

01 ~ в0 '

Интегрирование этого соотношения приводит к выражению

<?=<?оехр(--^-),

и время т, за которое заряд от начального значения фо уменьша-
ется до величины фо/е, равно

Аналогично для отрицательно заряженного тела

Эти соотношения имеют силу только в том случае, когда 7.2
(или А1) остается постоянным, т. е. когда выполняется закон Ома,
и не справедливы, если наличие тока сКЦ(11 приводит к заметному
изменению количества существующих ионов.

Если вместо заряженного тела, притягивающего ионы только
одного знака, рассмотреть горизонтальную плоскость в вертикаль-
ном поле, на плоскость могут поступать ионы обоих знаков, и ве-
личина времени релаксации будет равна т=е0/7, где Х=%1+%2-

Фактические значения времени релаксации составляют для воз-
духа вблизи поверхности земли в зависимости от его загрязнен-
ности от 5 до 40 мин; для воздуха на высоте 18 км 4 с; для элек-
тросферы на высоте 70 км 10~8 с и для самой земли 10-6 с и менее.

2.21. Емкостные эффекты. При постоянном значении разности
потенциалов величина тока зависит от сопротивления среды. Если
же разность потенциалов изменяется, начинают проявляться ем-
костные эффекты и закон Ома уже не может быть применен в его
простейшей форме.

Единичный объем воздуха имеет сопротивление 1/Л, где Л —
удельная проводимость. Можно, кроме того, считать, что этот
объем в форме куба имеет емкость, как если бы на противополож-
ных его гранях находились проводящие обкладки. Величина ем-
кости может быть оценена по простой формуле С=гЛ1<Л и состав-
ляет для куба ео-
При параллельном соединении сопротивления и емкости си-
стема имеет постоянную времени величина которой равна
е0/Х, что согласуется с приведенным в § 2.20 значением времени
релаксации.

Относительное значение резистивных и емкостных эффектов
может быть проанализировано для случая синусоидального изме-
нения разности потенциалов Е = Е0 зш р1. Емкость единичного куба
обусловливает существование реактивного сопротивления \1рС,
равного 1/рео, которое можно сопоставить с сопротивлением 1/Л.
Если величина 1/рео велика по сравнению с 1/Л, то емкостные эф-
фекты незначительны. Это означает, что величина 1/р заметно пре-
вышает Ео/Л, т. е. время релаксации. Поскольку период синусои-
дальных изменений составляет Т—2я/р, можно сделать вывод, что
условие незначительности емкостных эффектов заключается в том,
что величина 772л значительно превышает величину т. При выпол-
нении этого условия можно считать, что весь ток протекает через
сопротивление, и может быть применен закон Ома в его простей-
шей форме. Если же величина Т/2л мала по сравнению с т, то
преобладают емкостные эффекты, и. ток сдвинут по фазе на 90°
относительно приложенной разности потенциалов. Очевидно, та-
ким орбазом, что медленные флуктуации не приводят к заметным
емкостным эффектам, тогда как быстрые флуктуации могут при-
водить к ним.

2.22. Мгновенные изменения характеристик атмосферы. Пред-
положим, что нижний слой атмосферы находится в квазистацио-
нарном состоянии, описываемом некоторым значением электриче-
ского тока и распределением объемных зарядов, соответствующим
разности проводимостей. Предположим теперь, что произошло
мгновенное изменение этого состояния, например, в результате
разряда молнии, и что после этого атмосфера перешла в некото-
рое новое квазистационарное состояние. Возникает вопрос, каким
образом в процессе перехода изменяются электрические элементы
атмосферы. Детальное обсуждение этого вопроса приведено в ра-
боте Каземира (1950).

Для того чтобы проиллюстрировать основные результаты, полу-
ченные Каземиром, достаточно рассмотреть очень простой случай.
Предположим, что в облаке мгновенно появился дополнительный
заряд, который, естественно, вызвал изменение существующих ус-
ловий. При этом у поверхности земли немедленно возникает допол-
нительный градиент потенциала, который может быть вычислен
чисто электростатическими методами и наглядно представлен с по-
мощью дополнительных силовых линий от нового заряда. Одновре-
менно столь же мгновенно произойдет изменение электрического
тока по сравнению с существовавшим ранее, часть зарядов пере-
местится и окончательно установится новое квазистатическое со-
стояние. Некоторые из силовых линий, оканчивающихся на поверх-
ности земли сразу после того, как произошло изменение, теперь
будут оканчиваться на объемных зарядах в атмосфере. Как ука-
зал Каземир, все перемещения заряда определяются временем
релаксации, а значит, и все изменения должны зависеть от него.
Если Е1 — значение градиента потенциала у поверхности земли не-
посредственно после изменения, а Е2 —значение градиента после
того, как установится новое квазистатическое состояние, то, как по-
казал Каземир, значение градиента потенциала Р в любой про-
межуточный момент времени составляет

Е=Е1ехр(--^)+Е2[1-ехр(-4-)],

где т — время релаксации атмосферы у поверхности земли.

Если величина I представляет собой протекающий в атмосфере
ток проводимости, то его значение 1=кР, и следовательно, измене-
ния величины Р должны сопровождаться соответствующими изме-
нениями значения I. Однако это, конечно, не относится к значе-
ниям тока в земле, текущего от некоторой части земной поверх-
ности, поскольку он включает в себя «ток смещения».

Точно так же объемный заряд в любой области подчиняется
аналогичному закону с той лишь разницей, что величина т в этом
случае должна относиться к зоне расположения заряда, а не к при-
поверхностному слою.

Если внезапному изменению подвергается не распределение за-
рядов, а распределение значений проводимости в различных точках,
то может быть проведен почти точно такой же анализ. Различие
в этом случае состоит лишь в том, что не происходит мгновенного
электростатического изменения, и в качестве величины Р\ теперь
следует взять значение градиента потенциала до того, как произо-
шло какое-либо изменение, а в качестве т — значение времени
релаксации после изменения. Следует, однако, указать, что мгно-
венное изменение проводимости должно вызывать мгновенное изме-
нение тока проводимости. Более подробное обсуждение этих во-
просов можно найти в работах Каземира (1963, 1965Ь).

2.23. Применимость закона Ома. Долезалек (1960Ь) достаточно
детально рассмотрел вопрос о том, применим ли закон Ома к ат-
мосферным электрическим явлениям. Обсудив, как это указано
в § 2.21, случай учета емкостных эффектов, Долезалек рассмотрел
и другие возможные отклонения от закона Ома, в том числе раз-
личные виды зависимости концентрации и подвижности ионов от
градиента потенциала и плотности тока. При этом оказалось, что
существенное значение может иметь только влияние плотности тока
на концентрацию ионов. В то же время было показано, что такое
влияние в свободной атмосфере маловероятно.

Долезалек (1960Ь) отметил также, что, применяя закон Ома
к вертикальному току в атмосфере, следует тщательно учитывать
возможные отклонения от него как за счет емкостных эффектов,
так и за счет горизонтальных компонент тока, обусловленных из-
менениями сопротивления в вертикальном столбе воздуха.

2.24. Электродный эффект. «Электродным эффектом» называют
явление, заключающееся в неоднородности электрических условий
вблизи электрода. В случае атмосферного электричества электро-
дом обычно следует считать поверхность земли.

Если между двумя электродами находится объем со спокойным
воздухом и если генерация ионов происходит равномерно во всем
этом объеме, то можно было бы ожидать, что после подачи на

электроды разности потенциалов электрические условия останутся
однородными во всем этом объеме. Дело, однако, обстоит иначе.
Рассмотрим объем, ограниченный с одной стороны отрицатель-
ным электродом и простирающийся с другой стороны в централь-
ную зону между электродами. Положительные ионы могут посту-
пать в этот объем из центральной зоны и покидать его, попадая на
отрицательный электрод. В начальный момент, когда градиент по-

тенциала между электродами и распределе-
ние ионов однородны, эти потоки положитель-
ных ионов равны между собой. Отрицатель-
ные ионы могут покидать рассматриваемый
объем, уходя из него в центральную зону.
В то же время никакие отрицательные ионы
не могут поступать в этот объем, за исключе-
нием случая, когда такие ионы образуются
на самом отрицательном электроде. Таким
образом, в рассматриваемом объеме возни-
кает дефицит отрицательных ионов, т. е. обра-
зуется положительный объемный заряд. В ре-
зультате это должно приводить к перерас-
пределению значений градиента потенциала,

+ +

9 1?'

о о о

+ +

о о

при котором значения градиента возрастают
вблизи электрода и уменьшаются по направ-
лению к центральной зоне. В конце концов

++++++++
оооооооо

Рис. 5. Электродный
эффект.

достигается квазистатическое состояние, при котором значения
тока одинаковы во всех поперечных сечениях, но градиент по-
тенциала и распределение ионов не являются однородными. Как
будет показано в § 8.15, степень отклонения значений градиента
потенциала вблизи электрода от значений в центральной зоне
определяется эффектами, связанными с наличием тяжелых ионов
и ядер.

Простой электродный эффект в условиях спокойного воздуха
приводит к возникновению квазистатического состояния. Эффект
значительно усложняется при турбулентной диффузии. При про-
стейшем анализе предполагается обычно однородность интенсив-
ности ионизации в объеме. Невыполнение этого условия также
приводит к заметному усложнению эффекта.

Электродный эффект может проявляться по-разному: в измене-
нии градиента потенциала, в образовании объемного заряда или
дефицита ионов со знаком, противоположным знаку градиента по-
тенциала.

Бент и Хатчинсон (1966) предложили следующее общее опреде-
ление электродного эффекта: в области атмосферного электриче-
ства электродный эффект представляет собой явление изменения
таких элементов, как распределение объемного заряда, проводи-
мость и градиент потенциала вблизи заземленного электрода, в ка-
честве которого может служить любой возвышающийся предмет
или сама поверхность земли, за счет того, что в существующем
поле ионы одного знака притягиваются к электроду, в то время
как ионы противоположного знака отталкиваются от него.

2.25. Перемешивание. Большое значение в метеорологии ниж-
них слоев атмосферы имеет явление, получившее название «пере-
мешивание», или «обмен» (в зарубежной литературе часто исполь-
зуется заимствованное из немецкого языка название «анз^аизсй»).
Последние работы в области атмосферного электричества все более
отчетливо показывают важную роль этого явления в электрических
процессах. Перемешивание представляет собой процесс непрерыв-
ного и весьма эффективного обмена воздуха и всех его компонент
в области, простирающейся от поверхности земли до определенного
уровня, называемого вершиной области перемешивания. Высота
этого уровня зависит от метеорологических условий, в частности
от изменений температуры с высотой, и может иметь любое значе-
ние примерно до 3 км. Внутри области существуют мелкомасш-
табные конвективные потоки, переносящие воздух вместе с содер-
жащимися в нем ионами, ядрами и т. д. от поверхности земли
в верхнюю часть и обеспечивающие таким образом эффективное
перемешивание. Верхняя граница области перемешивания обычно
легко обнаруживается как уровень кучевых облаков хорошей по-
годы или граница дымки и отчетливо проявляется во время элект-
рических измерений (см. § 7.14).

В зонах существования температурной инверсии, т. е. возраста-
ния температуры с высотой вместо обычного убывания, перемеши-
вание происходить не может. Таким образом, температурная ин-
версия может совпадать с верхней границей области перемешива-
ния. Если же инверсия имеет место у поверхности земли, это
указывает на то, что перемешивание здесь почти не происходит.

2.26. Явления при неустойчивой погоде. Если при хорошей по-
годе обычно оказывается возможным считать силовые линии верти-
кальными, эквипотенциальные поверхности горизонтальными, а все
токи простыми токами проводимости, обеспечивая тем самым воз-
можность применения закона Ома, то для условий неустойчивой
погоды все эти предположения становятся незаконными. Кроме
того, при хорошей погоде разнообразные электрические параметры
остаются постоянными или меняются очень медленно, тогда как
при неустойчивой погоде эти параметры подвержены резким изме-
нениям.

В результате многие из соотношений, используемых при обсуж-
дении электрических явлений в условиях хорошей погоды, стано-
вятся теперь непригодными. Так, например, выражение еоб/2Е/б//12 =
=—р теряет свою силу, если принимать во внимание изменение
потенциалов в горизонтальном направлении. Кроме обычных токов
проводимости, в условиях неустойчивой погоды могут существовать
токи, переносимые осадками и разрядами молний. Возможны изме-
нения проводимости, обусловленные появлением новых ионов за
счет токов острий, разрядов молний и других процессов. При этом
очень редко оказывается возможным применить принцип квазиста-
тичности (§ 2.17).

По-видимому, неправильно было бы даже предполагать о том,
что количества зарядов обоих знаков в облаках одинаковы. Хотя
облачные заряды образуются за счет разделения положительных
и отрицательных зарядов в ходе определенного процесса или про-
цессов, маловероятно, чтобы утечки этих зарядов в электросферу
* и на землю были одинаковыми, а отсюда неизбежно следует вывод
о неравенстве количеств остающихся в облаке зарядов противопо-
$ ложных знаков.

Как уже было показано выше (§ 2.4), наблюдения у поверх-
ности земли не обеспечивают возможности однозначной локализа-
ции зарядов, создающих значения градиента потенциала, а позво-
ляют лишь установить, какие распределения зарядов допустимы,
а какие — нет.

2.27. Связь атмосферного электричества с метеорологией. Не-
смотря на то что в истории исследования атмосферного электриче-
ства был период, когда метеорологические явления считали фак-
тором, «нарушающим» «нормальные» атмосферные электрические
процессы, позднее было со всей очевидностью установлено, что на
самом деле явления атмосферного электричества очень тесно свя-
заны с метеорологическими процессами и что исследование каждой
I из этих областей помогает лучше понять другую. Израэль (1955Ь)
указал, что при анализе атмосферного электричества большое ко-
личество информации может быть получено на основе использо-
вания метеорологических синоптических методов. Он подчеркнул
также, что было бы весьма целесообразно дополнять данные о гра-
диенте потенциала данными измерения второго элемента — прово-
димости или величины тока из атмосферы на землю. Предпочте-
ние же следует отдать одновременному измерению всех трех пара-
метров, поскольку при этом оказывается возможным отличить
чисто локальные явления от процессов, охватывающих большие
области и имеющих большее значение.

2.28. Связь атмосферного электричества с процессами в верх-
ней атмосфере. Существует целый ряд явлений в верхних областях
! атмосферы, которые, по-видимому, должны были бы влиять на
электрическое состояние нижней атмосферы, если электросфера
I представляет собой не совсем совершенный электростатический эк-
ран. К таким явлениям относятся, в частности, магнитные бури и
полярные сияния.

Гиш (1931, 1944Ь) обсуждал взаимосвязь между этими явле-
ниями и элементами атмосферного электричества и пришел к за-
ключению, что корреляция между ними невелика. Израэль (1947)
( получил некоторые результаты, свидетельствующие о влиянии на
атмосферное электричество полярных сияний (см. § 5.56). Хогг
(1955) исследовал влияние солнечных пятен на ток проводимости
между воздухом и землей, однако не нашел какой-либо взаимо-
связи (см. § 8.25).

2.29. Корреляция метеорологических и физиологических явле-
ний. Многие физиологические явления могут быть непосредственно
связаны с метеорологическими параметрами, среди которых наи-
более важными являются температура и влажность воздуха. В то
же время известны случаи, когда, например, больные, находив-
шиеся в закрытых больничных помещениях с поддерживаемыми
в них постоянными условиями, подвергались очевидному физиоло-
гическому и, по-видимому, как следствие, психологическому воз-
действию внешних, не ощущаемых непосредственно метеорологиче-
ских условий. Были выдвинуты различные предположения о воз-
можных физических механизмах такого воздействия, и одно из
них, в частности, приписывает определяющее значение атмосфер-
ному электричеству, а именно — концентрации ионов. Некоторые
доказательства существования такого механизма обсуждали Шил-
линг и Карсон (1953) и Шиллинг и Хольцер (1954) (см. § 7.24).

Дальнейшие исследования по этому вопросу и о влиянии элект-
рических параметров на рост растений были выполнены Хикксом
(1956), Корнблюхом и Гриффином (1955), Крюгером (1962), Крю-
гером и др. (1962) и другими.

2.30. Изменчивость результатов измерений. В противополож-
ность многим другим областям физики, где одни и те же условия
могут быть воспроизведены с высокой точностью, обеспечивая воз-
можность повторения эксперимента, при исследованиях атмосфер-
ного электричества условия никогда не бывают дважды одними и
теми же в связи с изменчивостью не поддающихся контролю метео-
рологических факторов. Следствием этого является разброс резуль-
татов измерения любой величины, характеризующей атмосферное
электричество. Такой разброс обусловлен не только методиче-
скими и инструментальными погрешностями, но также и факто-
рами, которые не только не поддаются управлению, но в большин-
стве случаев даже не могут быть достаточно надежно оценены.

Для получения результатов измерения атмосферного электри-
чества, которые могут найти широкое применение, необходимо сде-
лать выбор между большим количеством измерений, проведенных
в разнообразных условиях и дающих оценку среднего значения па-
раметра, или между измерениями в тщательно выбранных специ-
фических условиях, учитывая, что результаты последних могут
оказаться нерепрезентативными для любых других условий. В пер-
вом случае может оказаться необходимым исключить данные неко-
торых наблюдений, проведенных, например, в условиях неустойчи-
вой погоды, в связи с чем возникает потребность иметь надежный
критерий для такого исключения. Однако даже в этом случае за
счет широкого разнообразия условий возможен чрезвычайно ши-
рокий разброс получаемых результатов и данные отдельных изме-
рений могут весьма значительно отличаться от средних значений.
Во втором случае строгое ограничение условий наблюдения резко-
снижает частоту возможных повторений измерения. Но и при
этом существует вероятность, что изменение некоторых неучиты-
ваемых условий опыта приведет к разбросу результатов изме-
рений.

Там, где приводятся обобщенные числовые данные, как, напри-
мер, в приложении 2, они представляют собой средние значения за
некоторый период времени, основанные на результатах большого
количества наблюдений. В некоторых случаях, когда данные имеют
тенденцию к изменению в зависимости от географического поло-
жения точки, вполне вероятно, что количество точек, в которых
проведены измерения, недостаточно для получения надежных ха-
рактеристик распределения. В связи с этим имеющиеся в наличии
результаты могут не оказаться репрезентативными для всего зем-
ного шара в целом и приведенное обобщение данных окажется не-
законным. Это относится, в частности, к результатам исследования
электрических явлений в условиях штормовой погоды, данные о ко-
торых для тропических районов, к сожалению, весьма скудны.

2.31. Применение статистических методов. Большой разброс
данных, обусловленный изменчивостью условий, приводит к необ-
ходимости соблюдать определенную предосторожность при исполь-
зовании статистических методов обработки результатов. Действи-
тельно, методы, основанные на предположении о «нормальном»
распределении, в тех случаях, когда связанное с изменчивостью
условий распределение исходных данных заметно отличается от
нормального, могут привести к ошибочным оценкам.

Следует отметить, что если даже статистические методы приво-
дят к высокому значению коэффициента корреляции между неко-
торыми двумя величинами А и В, это вовсе не означает, что вариа-
ции А являются причиной вариаций В и наоборот. Физически
вполне возможно, что они совершенно не связаны и что вариации
каждой из них независимо обусловлены изменениями некоторой
третьей величины С.

Еще одно затруднение может возникать при использовании ме-
тодов получения «наилучшей прямой», описывающей соотношение
между двумя величинами. Обычный метод оценки такой прямой
основан на предположении, что производится измерение значений
у, соответствующих известным значениям х. Однако в области ат-
мосферного электричества значения х часто подвержены случайным
изменениям, как и значения у, в связи с чем попытки применять
обычную методику приводят к совершенно различным результа-
там при замене переменных и использовании у в качестве извест-
ной величины. Процедура обработки данных для таких случаев
предложена Морганом (1960).

2.32. Изоляция. Одной из наиболее серьезных проблем при лю-
бом исследовании в области атмосферного электричества является
проблема изоляции. В процессе любого измерения, связанного
с накоплением зарядов, происходит их утечка с постоянной вре-
мени ЕС, где С — емкость коллектора, а Е — сопротивление утечки
на землю. Поскольку на практике часто осуществляется измерение
потенциала и поскольку при данной величине заряда ф потенциал
V определяется значением СЦС, стремление к максимальной чув-
ствительности измерений ведет к необходимости максимально
уменьшить величину С. Однако уменьшение величины С приводит
к снижению постоянной времени утечки, в связи с чем особое зна-
чение приобретает возможность максимального увеличения значе-
ния /?.

В качестве изоляционных материалов для цепей, находящихся
в помещениях или кожухах, в прошлом очень широко применя-
лись янтарь или сера, если их поверхность можно было поддержи-
вать при достаточно высокой температуре во избежание конденса-
ции влаги.

Для наружной изоляции, кроме очевидных требований предо-
хранения от попадания дождевых капель и т. п. и обеспечения до-
статочно высокой температуры во избежание конденсации, сущест-
вует еще проблема защиты от паутины, которая, хотя и является
изолятором в сухом состоянии, приобретает свойства проводника
в результате конденсации влаги. В связи с этим единствен-
ным надежным средством является периодическое удаление пау-
тины. Большинство пауков плетут паутину в ранние утренние часы,
а проводящие свойства паутина приобретает лишь во время вечер-
ней конденсации влаги. Поэтому оказывается достаточным удалить
паутину днем. Килинский (1958) предложил метод разрушения
паутины по мере ее образования путем медленного вращения од-
ной части прибора относительно другой.1

В большинстве случаев оказывается необходимым обеспечить
некоторый подогрев наружной аппаратуры с целью предотвраще-
ния конденсации на ней влаги. Однако при этом следует учитывать,
что тепло привлекает пауков и насекомых. Если подогрев осущест-
вляется с помощью переменного электрического тока, то между
нагревательным элементом и остальной частью аппаратуры дол-
жен быть установлен надежно заземленный экран. Особенно боль-
шое значение это имеет при использовании каких-либо устройств
для замыкания и размыкания цепи подогрева, так как наводки
от этой цепи изменяются с частотой тока подогрева и их воздей-
ствие при размыкании контакта будет зависеть от значения фазы
тока в этот момент. Поэтому величина наводок будет случайным
образом меняться для различных моментов разрыва цепи.

Для соединения наружной аппаратуры с измерительными при-
борами, находящимися в помещении, обычно используется коак-
сиальный кабель с полиэтиленовой изоляцией. Это также приводит
к некоторым затруднениям. Во-первых, если полиэтилен подверга-
ется деформации или перемещению, при этом могут возникать элек-
трические заряды, по-видимому, обусловленные пьезоэлектриче-
ским эффектом, а значит, кабель должен быть очень жестко закреп-
лен. Необходимо производить подогрев открытого конца кабеля,
поскольку в противном случае на полиэтилене будет происходить
конденсация влаги, приводящая к утечке. Кроме того, коаксиаль-

1 Впервые этот метод использовал Р. А. Аллик в 1937 г. — Прим. ред.
ный кабель имеет весьма значительную емкость, что во многих
случаях приводит к слишком низкому значению входного сопротив-
ления измерительной аппаратуры. Существуют два способа прео-
доления этого затруднения, один из которых заключается в приме-
нении катодного повторителя на выходе наружной аппаратуры,
а второй связан с подачей напряжения обратной связи на оплетку
кабеля.

Очень хорошим материалом для изолятора, испытывающего ме-
ханические деформации, является полистирол. При этом его поверх-
ность должна быть очищена спиртом, отполирована, во время ра-
боты изолятор следует подогревать. При малых механических на-
пряжениях в качестве изолятора может быть использован парафин.
Необходимая форма такому изолятору придается путем выреза-
ния или заливки расплавленного парафина в соответствующую
форму. Достоинством парафина является то, что влага конденси-
руется на его поверхности в гораздо меньшей степени, чем на по-
верхности других изоляторов. Иногда применяется фарфор или
другие виды керамики. Для работы в условиях повышенной влаж-
ности поверхность изоляторов иногда покрывают слоем водооттал-
кивающих силиконов. Однако необходимость тепловой обработки
после наложения такого слоя в некоторых случаях исключает воз-
можность его применения. Это относится, например, к полиэтилену
или полистиролу. Находят также применение фторсодержащие
изоляторы, в частности политетрафторэтиленовые (фторопласто-
вые), на поверхности которых менее, чем на некоторых других ма-
териалах, скапливается влага.

Высокие изоляционные свойства материалов могут приводить
к тому, что во время сборки аппаратуры на их поверхности возни-
кают заряды, которые будут сохраняться в течение длительного
времени в связи с чрезвычайно малой утечкой. Для удаления таких
зарядов часто применяются источники р-лучей, с помощью которых
осуществляется временная ионизация воздуха.

Применение хороших современных изолирующих материалов
приводит к тому, что все большее значение начинает приобретать
утечка по воздуху за счет его естественной проводимости со вре-
менем релаксации (см. § 2.20) от 10 до 40 мин. Это особенно про-
является в тех случаях, когда аппаратура работает в открытом,
хорошо вентилируемом пространстве. При этом, к некоторому уди-
влению, оказывается, что в загрязненном воздухе утечка меньше,
чем в чистом. Когда воздух находится в замкнутом пространстве,
по-видимому, наступает условие насыщения (см. § 2.12), и в этом
случае значение полного тока может достигнуть лишь значения ско-
рости генерации ионов в рассматриваемом объеме. Это, в свою
очередь, приводит к еще одному неожиданному выводу, который
заключается в том, что утечка должна быть тем меньше, чем
меньше рассматриваемый объем воздуха.

2.33. Цепи заземления. Вопрос о качественном заземлении пред-
ставляет собой один из важнейших вопросов, возникающих при
использовании любой аппаратуры для исследования атмосферного
электричества. Должны приниматься меры для того, чтобы зазем-
ление каждого комплекта аппаратуры осуществлялось только одной
цепью, так как разные цепи заземления могут иметь различные
потенциалы за счет влияния электролитических потенциалов или
токов земли. Необходимо также избегать любой возможности воз-
никновения разности потенциалов за счет токов, протекающих по
отдельным участкам цепи заземления. При использовании перемен-
ных токов или токов с резкими изменениями следует избегать на-
водок.

Там, где это возможно, различные части одной и той же аппа-
ратуры желательно по отдельности присоединять к шасси, которое,
в свою очередь, следует заземлять только в одной точке. При этом
необходимо следить, чтобы в замкнутых токовых цепях ток проте-
кал кратчайшее расстояние по самому шасси, и это место шасси
следует по возможности удалять от точек присоединения других
частей аппаратуры. При заземлении внешней оплетки коаксиаль-
ного кабеля необходимо следить, чтобы по ней не протекали токи,
так как иначе на центральной жиле будут появляться наводки.

Следует принимать обычные меры предосторожности, с тем
чтобы избежать приема электронной аппаратурой шумовых наво-
док. Необходимо учитывать, что отсутствие экрана приводит к тому,
что наружная аппаратура начинает действовать как антенна, при-
нимая посторонние излучения, а электронные блоки детектируют
и усиливают эти ложные сигналы.

2.34. Контактные потенциалы. При проведении некоторых изме-
рений атмосферного электричества возникают дополнительные
трудности, связанные с наличием контактных потенциалов. Изве-
стно, что контактная разность потенциалов равна разности работ
выхода фотоэлектронов для соприкасающихся металлов, деленной
на величину заряда электрона.

При измерениях атмосферного электричества, когда значения
градиентов потенциала доходят, как это наблюдается в условиях
хорошей погоды, до нескольких сот вольт на метр, контактная раз-
ность потенциалов порядка единиц вольт может привести к эффек-
там, сравнимым с естественными значениями градиента по-
тенциала, если металлы разнесены на расстояние порядка не-
скольких сантиметров.

Особая трудность при исключении влияния контактных потен-
циалов возникает в связи с тем, что работа выхода для металла
существенно зависит от состояния его поверхности. Поэтому кон-
тактную разность потенциалов не удается исключить даже при
использовании для всех частей аппаратуры одного и того же ме-
талла. Кроме того, эта разность потенциалов не остается посто-
янной.

Предпринимались попытки исключить контактную разность по-
тенциалов за счет применения поверхностей из хромированного ни-
келя, золота или нержавеющей стали, но даже это не привело
к полному успеху.
2.35. Измерительные приборы. Большинство исследований в об-
ласти атмосферного электричества связано с необходимостью изме-
рять малые значения токов. Во всех ранних работах в качестве
наиболее подходящих для этих целей приборов применялись элект-
рометры различных типов, среди которых наибольшую популяр-
ность приобрел квадрантный электрометр Долезалека (1901). Эти
приборы предназначены для измерения разности потенциалов. Од-
нако если такой прибор соединен с системой, имеющей малую ем-
кость, оценка скорости отклонения индикатора электрометра пред-
ставляет собой метод измерения малых токов. Подробно многие
типы электрометров описаны Имянитовым (1958).

В последние годы электронные методы измерения почти пол-
ностью вытеснили электрометры, на смену им пришли различные
типы усилителей постоянного тока. В качестве первого каскада
таких усилителей часто используются «электрометрические лампы».
В настоящее время исследователю в области атмосферного элект-
ричества нет необходимости мастерить сложный квадрантный эле-
ктрометр. Теперь от него все более и более требуется хорошее
знание электроники. Поскольку сигналы можно в значительной
степени усиливать, оказалось возможным существенно уменьшить
размеры коллектора тока. Однако, разумеется, имеется некоторый
предел, определяемый «уровнем шума» усилителя, особенно пер-
вого каскада. Детально описал электронные методы измерений
Имянитов (1958).

2.36. Электролитическая ванна. Можно привести ряд примеров
в области исследования атмосферного электричества, когда жела-
тельно знать распределение электрических полей и зарядов в оп-
ределенных условиях. Простейшим примером является исследова-
ние редукционного множителя (см. § 1.11, 5.18).

Математическое выражение электростатических процессов
в среде с постоянной диэлектрической проницаемостью имеет точно
такой же вид, что и выражение, описывающее электрический ток
в среде с постоянной проводимостью. В связи с этим оказывается
возможным анализировать электростатические задачи с помощью
масштабной модели, помещая ее в ванну с проводящей жидкостью
и измеряя протекающий ток. Для случая редукционного множителя
величина тока непосредственно описывает количество силовых ли-
ний электростатического поля. Для того чтобы избежать поляриза-
ционных явлений в жидкости, необходимо использовать перемен-
ный ток.

В некоторых случаях для решения задачи достаточно восполь-
зоваться двухмерной моделью, хотя может быть создана ванна,
которая будет пригодна и для исследований с трехмерной мо-
делью.

2.37. Измерения с помощью цилиндрического конденсатора.
Приборы, основанные на одном общем принципе, были использо-
ваны Зелени (1900) для измерения подвижности ионов, Эбертом
(1901) для счета ионов и Гер диеном (19055) для измерения про-
водимости. По-видимому, целесообразно привести здесь общую
теорию, на которой основан прибор, а специфические детали об-
судить в разделах, относящихся к соответствующим проблемам.

Основной элемент цилиндрического конденсатора представляет
собой полый цилиндр радиусом а, внутри которого находится
меньший коаксиальный цилиндр или провод радиусом Ь. С по-
мощью вентилятора или насоса между этими цилиндрами прогоня-
ется воздух со скоростью и. Центральный цилиндр или некоторая
его часть соединяется с каким-либо измерительным прибором, и
между двумя цилиндрами прикладывается определенная разность
потенциалов. В одной из первых конструкций прибора централь-
ный цилиндр и связанный с ним электроскоп заряжались до опре-
деленного потенциала, а внешний цилиндр заземлялся, и во время
работы прибора осуществлялось измерение скорости падения по-
тенциала. В современных конструкциях производится измерение
тока с использованием мето-

Рис. 6. Цилиндрический конденсатор.

дов электроники.

Если V есть разность
потенциалов между двумя
цилиндрами, то напряжен-
ность электрического поля
в точке, удаленной на рас-
стояние г от оси, составляет

Е==

НоЕе-у-

Следовательно, ион с подвижностью к» перемещается на ради-
альное расстояние йг=и)Е(11 за время (И.

Если теперь рассмотреть ионы, которые начинают свое движе-
ние от внешнего цилиндра и перемещаются к центру по направле-
нию к внутреннему цилиндру, то время, затрачиваемое ими на про-
хождение радиального расстояния йг, равно

. а .

. Г 1ОЯе "Г
аг ье ь
М= ₽ =----------,

12) Е 12) V ’

а полное время на путь от внешнего до внутреннего цилиндра со-
ставляет

। а

, (а2—&) 10&= ь

1 2 11)У

За это время движущийся воздух проходит вдоль цилиндров
расстояние и1. Если это расстояние меньше, чем длина соединенной
с измерительным прибором части внутреннего цилиндра Ь, то все
движущиеся по направлению к центру ионы будут собираться на
коллекторе. Очевидно, что необходимым условием для этого явля-
ется

(д2 _ Й2) 1о8е Е-
Это условие удовлетворяется при использовании прибора для
счета ионов.

Если значение и существенно превышает величину Ь/1, то на
внутренний цилиндр будет попадать только часть ионов, а именно
те, которые начинают свое движение при радиальном удалении от
оси, не превышающем некоторое критическое расстояние /?, опре-
деляемое выражением

и (/?2 — Ь2) 1оре

На этом принципе основано измерение проводимости.

Если связанная с измерительным прибором часть внутреннего
цилиндра расположена на некотором удалении Ь от плоскости
входа ионов в полость внешнего цилиндра, то ионы будут попадать
на коллектор только при условии, что и>ЬЦ или
.

(д2 _ *2) 10&; -Е-

Этот случай реализуется при измерениях подвижности ионов.

В некоторых случаях при использовании такого прибора пред-
положение об однородности воздушного потока в поперечном се-
чении канала между цилиндрами не является необходимым. В этих
случаях объем протекающего воздуха (2 заменяет величину
ил (а2—Ь2). Так, например, если

1 а

прибор производит счет всех ионов с подвижностью большей
а также некоторых ионов с меньшей подвижностью (см. § 4.11).

Глава 3

ОБЛАКА, ВОДА И ЛЕД

3.1. Свойства облаков, воды и льда. Различные свойства и ха-
рактеристики облаков, а также воды и льда, из которых они со-
стоят, имеют большее или меньшее значение для процессов атмо-
сферного электричества, особенно в условиях неустойчивой погоды.
Целесообразно привести обобщенные результаты по этому вопросу,
с тем чтобы впоследствии по мере необходимости ссылаться на них.

3.2. Виды облаков. Различные виды облаков характеризуются
весьма существенно различающимися электрическими эффектами.
В связи с этим целесообразно привести некоторые обобщенные ха-
рактеристики видов облачности.
С точки зрения атмосферного электричества наиболее важными
являются кучево-дождевые облака, которые сопровождаются гро-
зовыми процессами и ливнями. Для этих облаков характерны
большая вертикальная протяженность, ограниченные горизонталь-
ные размеры, мощные вертикальные воздушные потоки и турбу-
лентность, а также интенсивные осадки, сопровождающиеся в гро-
зовых облаках разрядами молний и громом. Процесс развития гро-
зовых облаков обсуждается в § 3.4. Наличие кучево-дождевых
облаков указывает на существование высокой неустойчивости в ат-
мосфере.

Слоисто-дождевые облака, так же как и кучево-дождевые,
имеют большую вертикальную протяженность и характеризуются
осадками. Как правило, дождь из таких облаков менее интенсивен,
чем из кучево-дождевых, но отличается большой продолжитель-
ностью. Слоисто-дождевые облака обычно имеют значительную го-
ризонтальную протяженность и характеризуются менее интенсив-
ными вертикальными воздушными потоками и турбулентностью,
чем кучево-дождевые. Чаще всего слоисто-дождевые облака обра-
зуются в результате постепенного подъема теплого влажного воз-
духа над более плотными массами холодного воздуха у поверх-
ности «теплого фронта».

Меньшее значение с точки зрения атмосферного электричества
имеют кучевые облака, изменяющиеся от небольших кучевых об-
лаков хорошей погоды до кучевых облаков, развивающихся в ку-
чево-дождевые. Кучевые облака, как правило, не дают осадков, но
указывают на существование неустойчивости и конвекции в атмо-
сфере.

Виды облаков нижнего яруса, к которым относятся слоистые и
слоисто-кучевые облака, также имеют небольшое значение с точки
зрения атмосферного электричества. Они представляют собой об-
лака малой вертикальной протяженности и значительных горизон-
тальных размеров и редко дают дождь, хотя из них и может выпа-
дать морось.

Высокие облака, такие, как перистые, перисто-слоистые и пе-
ристо-кучевые, а также облака среднего яруса, такие, как высоко-
кучевые и высоко-слоистые, также не имеют особого значения
с точки зрения атмосферного электричества, хотя в ранний период
некоторые исследователи и предполагали существование электри-
ческих эффектов, связанных с облаками перистого вида (см. § 16.22).

Скорер (1963) предложил новую и более полезную классифика-
цию видов облачности.

3.3. Электризация облаков. С помощью методов, которые будут
описаны ниже, было показано, что грозовые облака обычно (а мо-
жет быть и всегда) имеют повышенную концентрацию положитель-
ных электрических зарядов в своей верхней части и отрицательных
зарядов в нижней части. Во многих случаях в некоторой ограни-
ченной зоне у основания грозовых облаков существует еще одна
область концентрации положительных зарядов. Это приводит
к предположению, что, вероятно, существуют два различных типа
процессов разделения зарядов, имеющих место на различной вы-
соте. Процессы, происходящие в верхних слоях, приводят к образо-
ванию положительных зарядов в верхней части и отрицательных
зарядов у основания облака, а процессы в нижних слоях ведут

к разделению зарядов с противоположным направлением.

В случае негрозовых облаков, дающих осадки, разделение за-
рядов проявляется менее отчетливо. Очевидно, слоисто-дождевые
облака, из которых выпадают обложные осадки, несут в себе глав-
ным образом отрицательные заряды. Во всяком случае, установ-

лено, что их основания, как правило,
заряжены отрицательно.

Даже в случае облаков, не дающих
никаких осадков и характеризую-
щихся отсутствием процессов разде-
ления зарядов, могут быть отмечены
электрические заряды в их верхней
части и в основании, связанные с тем,
что проводимость облаков понижена
по сравнению с проводимостью окру-
жающего воздуха. В этих случаях
образование объемных зарядов проис-
ходит за счет изменения проводимости
с высотой. При нормальном положи-
тельном градиенте потенциала1 за-
ряды должны быть положительными
в области вершины облака и отрица-
тельными у его основания, т. е. иметь

Рис. 7. Силовые линии в облаке,
не дающем осадков.

знаки, противоположные знакам на-
веденных зарядов, которые могли на-
блюдаться, если бы на месте облака располагалось проводящее
тело. В какой-то степени эти заряды аналогичны магнитным полю-
сам на поверхности диамагнитного материала. Знак градиента по-

тенциала является положительным как внутри, так и снаружи об-
лака. Поэтому одно только изменение проводимости никогда не

может привести к изменению знака градиента потенциала ни вну-
три облака, ни у поверхности земли. Если не происходит никаких
иных эффектов, кроме изменения проводимости, то ни в какой об-
ласти не могут возникнуть обратные по направлению токи, а следо-
вательно, и обратные значения градиента потенциала.

Накопление зарядов, возникающих на границах облака, можно
проиллюстрировать примером «транспортного затора» у границы
города, в котором движение транспорта происходит медленнее, чем

вне его, в связи с чем происходит скопление транспорта на въезде
в город. Изменение проводимости в облаке можно объяснить тем,
что ионы, сталкиваясь с облачными частицами, начинают двигаться

медленнее и происходит накопление заряда.

1 В настоящей работе принято, что градиент потенциала положителен в ус-
ловиях хорошей погоды.— Прим. ред.
3.4. Развитие грозовых облаков. Исследование гроз (Байерс и
Брэхем, 1949) показало, что характерным единичным образованием
в них является отдельная «ячейка» и что гроза состоит из одной
или более таких ячеек, находящихся на различных стадиях раз-
вития.

Процесс развития ячейки состоит из трех хорошо различимых
стадий. На первой — «кучевой» — стадии вертикальные воздушные
токи направлены повсюду вверх и облака претерпевают отчетливое
вертикальное развитие. Скорости вертикальных воздушных потоков
могут при этом достигать 15 м/с. На этой стадии из облака не вы-
падают никакие осадки, даже если процесс зарождения осадков
уже начался.

Вторая стадия — «стадия зрелости» — начинается, когда частицы
осадков вырастают до таких размеров, что начинают выпадать из
облака.

Скорости восходящих воздушных потоков заметно превы-
шают скорости, соответствующие кучевой стадии, и в центре ячейки
могут достигать 30 м/с. Разумеется, частицы осадков не могут
падать вниз внутри таких потоков и выпадают только в тех обла-
стях, где восходящие потоки слабее. Осадки по мере выпадения
все более увлекают за собой воздух, так что наряду с восходящими
потоками образуются и нисходящие токи. Именно на этой стадии
происходят разряды молний и достигают максимальной интенсив-
ности другие грозовые явления.

На конечной стадии — «диссипации» — восходящие потоки воз-
духа исчезают и нисходящие движения воздуха охватывают всю
ячейку. Полное время жизни ячейки обычно несколько меньше
30 мин, причем за это время исчезают все эффекты, как электри-
ческие, так и другие, хотя одновременно может возрастать актив-
ность другой ячейки. Диаметр ячейки составляет величину порядка
нескольких километров.

Воркман и Рейнольдс (1949Ь) описали свои наблюдения гроз
в масштабах более мелких образований — «башенок», как они на-
зываются с тех пор, диаметры которых имеют величину порядка
100 м. Несколько таких башенок составляют более крупные ячейки,
описанные выше.

Все грозы могут быть разделены на «тепловые» и «фронталь-
ные». Тепловые грозы обусловлены местным нагревом, причем
обычно это связано с нагревом масс воздуха над сушей в ранние
послеполуденные часы. Фронтальные грозы связаны с холодными
фронтами п могут наблюдаться в любое время суток как над су-
шей, так и над морем.

Ряд других важных фактов, относящихся к электрическим ха-
рактеристикам гроз, обнаружил Байерс (1965). Он указал на боль-
шое значение нисходящих воздушных токов в зонах наиболее ин-
тенсивного дождя и на то, что площади участков восходящих п
нисходящих потоков занимают лишь около ’/7 полной площади
ячейки. При этом башенки возникают в тех зонах, где восходящие
потоки проникают вверх в толщу чистой атмосферы.
3.5. Радиолокационные исследования облаков. Интенсивность
отражения радиолокационных волн водяными каплями пропорцио-
нальна диаметру капель в шестой степени, в результате чего дож-
девые капли дают значительно более сильный эффект, чем облач-
ные. Ледяные частицы отражают менее интенсивно, чем водяные
капли того же размера, но в то же время отражения от частиц ле-
дяных осадков заметно превышают отражения от облачных капель.
Использование радиолокатора для прослеживания развития гро-
зовых облаков обсуждается в § 12.23.

На уровне, где происходит таяние осадков, отмечается явление
«яркой полосы». Отражение на этом уровне более интенсивное,
чем выше, поскольку растаявшая вода отражает более эффективно,
чем ледяные частицы. В то же время интенсивность отражений
с этого уровня превосходит и интенсивность отражений из более
низких слоев, поскольку на этом уровне водяные капли еще не ус-
певают достичь конечной скорости своего падения, которая заметно
превышает скорость падения ледяных частиц.

3.6. Захват ионов водяными каплями. Вильсон (1929) впервые
установил, что поляризующиеся в электрическом поле водяные
капли при благоприятных условиях могут осуществлять селектив-
ный захват ионов одного знака и что этот процесс может приводить
к образованию зарядов в облаках. Захват ионов падающими кап-
лями также должен характеризовать процесс заряжения осадков.

Если водяную каплю, первоначально не имеющую заряда, по-
местить в вертикальное электрическое поле, каждая ее половина
приобретет заряды противоположного знака. Если градиент потен-
циала положителен, то верхняя половина капли будет нести отри-
цательный заряд, а нижняя — положительный. Когда капля непод-
вижна относительно воздуха, отрицательные ионы притягиваются
нижней половиной капли, а положительные — верхней, так что
капля приобретает результирующий заряд только в том случае,
если количества ионов разного знака, попадающих на соответст-
вующие половины капли, являются различными. Аналогичные ус-
ловия возникают и в том случае, когда капля падает в воздухе со
скоростью, меньшей скорости нисходящего движения положитель-
ных ионов (случай «быстрых» ионов). Если же скорость падения
капли превышает скорость направленного вниз потока положи-
тельных ионов (случай «медленных» ионов), то последние не могут
попасть на верхнюю половину капли и в то же время отталкива-
ются от положительно заряженной нижней половины капли. Та-
ким образом, оказывается, что положительные ионы, по существу,
не могут попасть на каплю, в то время как поднимающиеся в элек-
трическом поле вверх отрицательные ионы по-прежнему притяги-
ваются нижней частью капли, в результате чего капля в целом при-
обретает отрицательный заряд. По мере возрастания отрицатель-
ного заряда на капле все большая ее часть становится заряженной
отрицательно и медленные положительные ионы, которые капля
обгоняет, начинают притягиваться к капле, тогда как часть отрица-
тельных ионов отталкивается отрицательным зарядом. В результате
достигаются условия равновесия, при которых потоки положитель-
ных и отрицательных ионов на каплю уравниваются. Ве-
личина заряда капли при этих условиях определяется относитель-
ным количеством ионов обоих знаков.

Наличие быстрых и медленных ионов имеет очень большое
значение, поскольку избирательный захват ионов каплей происхо-
дит только в том случае, когда медленными являются положитель-
ные ионы. Значение градиента потенциала, при котором быстрые
ионы становятся медленными, зависит от размеров капли. Легкие
ионы с подвижностью около 1,5 единиц СГС при размерах, соот-
ветствующих размерам дождевых капель, и скорости падения,
составляющей несколько метров в секунду, становятся быстрыми,

Рис. 8. Заряжение водяной капли
(Уиппл п Чалмерс, 1944).

Траектории отрицательных и медленных по-
ложительных ионов (2=2,06лейХа2, У=%шХ.

когда градиент потенциала до-
стигает значений порядка 104 В/м.
В то же время переход тяжелых
ионов в разряд быстрых требует
таких высоких значений градиен-
та потенциала, которые являются
недостижимыми, поскольку еще
ранее неизбежно должен про-
изойти пробой. Для малых ка-
пель, существующих в облаках,
легкие ионы становятся быст-
рыми при значительно меньших
величинах градиента потенциала.

Детальный анализ процесса
был осуществлен Уипплом и Чал-
мерсом (1944) для случая капли,
движение которой в воздухе под-
чиняется закону Стокса. Если

при этом в воздухе присутствуют ионы только отрицательного
знака, конечный заряд, получаемый каплей, составляет —12пеоУп2,
где X— значение градиента потенциала, а — радиус капли. Если1
проводимости, обусловленные ионами каждого знака, равны, ко-
нечный заряд составляет 2,О6леоУп2. Уиппл и Чалмерс оценили
также скорость заряжения, а Красногорская (1960) распространила
их результаты на случай неравенства проводимостей.

Чалмерс (1947) показал, что результаты детального анализа,
проведенного Уипплом и Чалмерсом, могут быть получены с по-
мощью предположения, что ток на каплю определяется обычной
формулой проводимости, если учесть полярную проводимость для
всей площади поверхности рассматриваемой капли. При этом сле-
дует только учитывать, что, если присутствуют медленные положи-
•тельные ионы, образующийся на нижней части капли положитель-
ный заряд обусловливает создание равного отрицательного заряда
на верхней части капли. Таким образом, если капля несет положи-
тельный заряд +ф] на нижней половине и отрицательный заряд
—^2 на верхней, то результирующий поток положительных ионов
следует считать обусловленным зарядом —+(2ь С учетом этого
ток оказывается равным 7,1 (<2г—ф1)/ео- Одновременно существует
ток отрицательных ионов, равный — Т^СЬ/ео- Следовательно, при
условии 71 = 7г эти два тока будут равны, если (22=2<21. При учете
площадей поверхности капли, несущих заряды соответствующих
знаков, для поляризованной капли, имеющей суммарный заряд
—Фг+Оь получается результат Уиппла и Чалмерса, приведен-
ный выше.

Вормель (1953а) рассмотрел эту задачу для случая, когда 7,1
и 72 не равны. Готт (1933, 1935) экспериментально показал, что-
при условиях, рассмотренных Вильсоном, водяные капли обяза-
тельно приобретают заряды, знак и порядок величины которых со-
ответствует теоретическим результатам. Мюлейзен и Холл (1953)
также получили результаты, подтверждающие, что процесс захвата
происходит в соответствии с формулами Уиппла и Чалмерса (1944).

Мюллер-Хиллебранд (1954) обобщил теорию, приняв во вни-
мание дополнительное притяжение ионов к капле под действием
силы, действующей между ионами и наводимыми ими на проводя-
щей капле зарядами. Он показал, что за счет этого значение коэф-
фициента 2,06 должно быть заменено значением 2,44. Потенье и
Коше (1953) произвели расчеты, при которых ионы были заменены
заряженными облачными каплями или ледяными частицами, кото-
рые сами могут быть поляризованы, и нашли, что в некоторых слу-
чаях эффективность захвата существенно повышается.

Чалмерс (1944) показал, что может существовать до некоторой
степени аналогичный селективный захват ионов ледяными части-
цами и что в этом случае вместо поляризации проводника должна
рассматриваться поляризация диэлектрика. Заряды, поступающие
на поверхность изолятора, остаются в тех точках, куда они попа-
дают, и не распределяются по всей поверхности, как это имеет
место в случае проводника.

3.7. Термоэлектрические свойства льда. Лед имеет малую элект-
рическую проводимость, которая уменьшается по мере снижения
температуры. Было показано, что это обусловлено диссоциацией
части молекул льда на положительные и отрицательные ионы, ве-
роятно, видов Н+ и ОН~, а может быть и более сложные. При сни-
жении температуры диссоциируется все меньшее количество моле-
кул и, следовательно, проводимость уменьшается. Положительные
ионы имеют подвижность, примерно в 10 раз превышающую под-
вижность отрицательных ионов, в связи с чем они главным образом,
и обусловливают проводимость (Эйген и Де Мойер, 1958).

Если противоположные стороны куска льда находятся при раз-
личных температурах, более теплую сторону будет покидать боль-
шее количество положительных ионов по сравнению с холодной
стороной, поскольку на теплой стороне находится большее количе-
ство положительных ионов. В связи с этим холодная сторона куска
приобретает положительный заряд, который растет до тех пор, пока
не установится разность электрических потенциалов, достаточная
для того, чтобы уравновесить тенденцию положительных ионов пе-
ремещаться на более холодную сторону.
Это явление можно изложить, пользуясь терминологией опи-
сания термоэлектрических процессов. Установившаяся разность
потенциалов представляет собой параметр, известный под
названием «однородная термоэлектрическая разность по-
тенциалов» для льда. Если Р представляет собой однородную тер-
моэлектрическую разность потенциалов, п— вклад льда в эффект
Пельтье на граничной поверхности, а о — коэффициент эффекта
Томсона, величина Р=п/Т и о = —ТАР/М, где Т — значение абсо-
лютной температуры.

Точные измерения термоэлектрической разности потенциалов
обычно осуществляются в цепи, состоящей только из двух мате-
риалов. Однако термоЭДС для льда выражается в мВ/°С, в то
время как для металлов она составляет несколько мкВ/°С, так что
влияние введенных в цепь металлов оказывается незначительным.
Лезем и Мейсон (1961а) при измерениях потенциала для чистой
воды получили значение —2,0 мВ/° С, соответствующее зарядам
±1,65-10-12(йТД/х) Кл/м2, где йТ/йх представляет собой градиент
температуры в °С/м. Брайант и Флетчер (1965) измеряли термо-
электрические потенциалы для различных концентраций НЕ и КНз
и обнаружили, что при значениях рН от 1,5 до 7,7 потенциалы яв-
ляются отрицательными (отрицательный заряд на более теплой
стороне), а при значениях рН от 7,7 до 12,5 — положительными.
Тем самым было получено хорошее общее соответствие теории
Жаккарда (1959, 1963).

Тот факт, что выбор того или иного металла для цепи не имеет
существенного значения, был подтвержден Леземом (19645). Он
подвешивал ледяную иглу так, чтобы ее концы находились при
различных температурах, и измерял ее электрический дипольный
момент, получив при этом результаты, согласующиеся с данными
обычных измерений термоэлектрических потенциалов.

Несмотря на то что факт разделения зарядов в ледяной пла-
стине или иголке в воздухе не вызывает сомнений, не кажется
•столь же очевидным, что аналогичный эффект происходит, напри-
мер, в ледяной оболочке на капле замерзшей воды, где более теп-
лая поверхность не имеет контакта с воздухом.

3.8. Электрические эффекты при столкновениях ледяных частиц.
Симпсон (1919) впервые высказал предположение, что столкнове-
ние двух ледяных кристаллов может приводить к разделению заря-
дов, которое и является причиной больших значений градиента по-
тенциала, регистрируемых во время метелей. Позднее он вновь вер-
нулся к этой идее (Симпсон и Скрэйз, 1937), анализируя процессы
разделения зарядов в грозовом облаке.

Однако результаты экспериментальных наблюдений по данному
вопросу оказались весьма неясными. Так, Штагер (1925а, Ь) полу-
чил совершенно противоположные результаты в двух сериях на-
блюдений в естественном снеге. Пирс и Курье (1949) обнаружили,
что, если воздушный поток разрушает снежную глыбу, большая
часть снежной глыбы приобретает отрицательный заряд, в то время
как воздух уносит положительные заряды. Однако Чепмен (1953)
установил, что, когда естественные снежные хлопья выпадают на
снег, находящийся в сосуде, воздух при этом приобретает отри-
цательный заряд, а сосуд заряжается положительно. Чалмерс
(19526) тер выпадающие снежинки друг о друга и обнаружил, что
более крупные кусочки получают при этом отрицательный заряд.
Нориндер и Сиксна (1954) выяснили, что, если снег, увлекаемый
потоком воздуха, направлять на некоторую мишень, проявляются
определенные существенные эффекты, зависящие от природы по-
верхности этой мишени. В связи с этим результаты таких экспери-
ментов нельзя непосредственно применять для анализа явлений
внутри облака, где не существует никаких аналогичных поверхно-
стей. Дальнейшие эксперименты Нориндера и Сиксны (1955) отно-
сились к анализу зарядов в воздухе во время продувки снега воз-
душным потоком, они показали, что при этом возникают малень-
кие невидимые снежные частицы, несущие на себе заряды, как
правило, положительного знака величиной в несколько сот элемен-
тарных зарядов, а также ионы различных размеров.

Магоно и Шиоцуки (1964) обнаружили, что наличие воздуш-
ных пузырьков в ледяных частицах приводит к возрастанию коли-
чества отрицательных зарядов в воздухе, обтекающем эти частицы.
Хоббс (1964) предположил, а Лезем (1965с) доказал, что это
в основном связано с чисто температурными эффектами, обуслов-
ленными тем, что наличие воздушных пузырьков изменяет эффек-
тивную площадь поверхности и проводимость частиц льда.

Неоднозначность результатов объясняется тем, что при наблю-
дениях необходимо учитывать целый ряд различных процессов,,
включающих обмен зарядами двух частиц льда во время короткого-
контакта, эффекты трения во время контакта и эффекты разруше-
ния частичек льда.

3.9. Контакт ледяных частиц. Если два кусочка льда с различ-
ными температурами приходят в соприкосновение на ограниченный
промежуток времени, происходит перенос зарядов, причем более
холодный кусок заряжается положительно. Если контакт продол-
жается достаточно долго, то за счет теплопроводности происходит
выравнивание температур и перенос зарядов прекращается. Лезем
и Мейсон (1961а) установили, что максимальный перенос происхо-
дит за время контакта 8,5- 10-3 с и равен 3,05-10-3 (АТ) эл.-ст. ед.
на 1 см2, или 1,02-10 12 (АТ) кл/м2. Эксперименты показали доста-
точное соответствие результатов данным этих оценочных вычисле-
ний, за исключением случая, когда температура приближалась
к 0° С. Лезем (1963с) показал, что в этих случаях большое значе-
ние имеет поверхностный эффект.

Установлено, что, если два кусочка льда трутся один о другой,
разделение зарядов происходит в том случае, когда трение явля-
ется асимметричным, т. е. площадь контакта на одном кусочке
оказывается большей, чем на другом. Рейнольдс, Брук и Гурли
(1957), Лезем и Мейсон (1961а) и Лезем (19635) установили, что
трущийся кусочек с меньшей площадью контакта всегда приобре-
тает отрицательный заряд, и объяснили это тем, что такой кусочек
за счет трения нагревается до более высокой температуры. Лезем
(19635) показал, что результаты измерений заряда хорошо согла-
суются с выводами, основанными на теории Лезема и Мейсона
(19615).

Лезем (19645) установил, что при мгновенном непосредствен-
ном контакте величина переноса заряда имеет тот же порядок, что
и оценка при теоретических расчетах, но несколько меньше. Лезем
и Стоу (1965) обнаружили, что перенос заряда при столкновении
кусочков льда зависит от величины их относительной скорости и
характера неоднородностей поверхности этих кусочков льда.

Лезем (1964а) также обсудил явления, наблюдавшиеся в снеж-
ных бурях и метелях.

3.10. Электрические эффекты при замерзании воды. Воркман
и Рейнольдс (1950) показали, что при замерзании воды устанавли-
вается «потенциал замерзания», составляющий несколько сот
вольт, причем вода оказывается заряженной положительно, а
лед — отрицательно, если в воде содержатся растворенные вещества,
характерные для дождевой воды. Поскольку схемы для любых из-
мерений контактных потенциалов требуют по крайней мере трех
соединений, не установлено, какая часть этого потенциала опреде-
ляется фактическим контактом между водой и льдом. Величина и
даже знак потенциала замерзания зависят от растворенных в воде
веществ. Джилл и Альфрей (1952) обнаружили, что для очень
чистой воды лед оказывается заряженным положительно. Боль-
шой потенциал они объяснили наличием зарядов, буквально,
вмерзших в лед. Гросс (1965) нашел, что потенциал при замерза-
нии зависит главным образом от наличия отрицательных ионов, за
исключением случая, когда в растворе присутствуют соли
аммония.

Мейсон и Мейбанк (1960) наблюдали мгновенное замерзание
мелких переохлажденных капель воды, часто сопровождавшееся
их дроблением и образованием осколков. Они установили, что, если
остаток капли составляет больше половины ее первоначальной
массы, он обычно приобретает отрицательный заряд, если же мень-
ше половины — он оказывается заряженным положительно. Эванс
и Хатчинсон (1963) получили до некоторой степени аналогичные
результаты. Лезем и Мейсон (19635) объяснили результаты Мей-
сона и Мейбанка в соответствии с теорией электризации льда сле-
дующим образом. Когда переохлажденная капля замерзает, ее на-
ружная поверхность оказывается более холодной, чем внутренняя,
и за счет этого приобретает положительный заряд. Если давление
внутри капли при замерзании приводит к ее дроблению, более мел-
кие осколки получаются из внешнего слоя капли, в связи с чем
они и оказываются заряженными положительно. Численное сопо-
ставление теоретических оценок с результатами эксперименталь-
ных наблюдений показывает, что очень часто величина наблюдав-
шихся зарядов заметно превышает рассчитанное значение. Это яв-
ление можно объяснить, если предположить, что, кроме разделения
зарядов за счет температурного градиента в толще льда, про-
исходит разделение зарядов на поверхности соприкосновения воды
со льдом.

Качурин и Бекряев (1960), а также Стотт и Хатчинсон (1965)
обнаружили, что разделение зарядов зависит от характера разру-
шения замерзшей капли и приводит к образованию отрицательных
зарядов на остаточных частицах, если из разрушающейся капсулы
разбрызгивается жидкая вода, и положительных, когда разруша-
ется целиком затвердевшая капсула, что согласуется с предполо-
жением о разделении зарядов на поверхности соприкосновения
вода — лед.

Такахаси (1962) проследил за разрушением кусочка льда, в ко-
тором создавался градиент температуры, и установил, что замет-
ная электризация может быть получена для поликристаллических
кусочков, но не для отдельных кристаллов. Если поликристалли-
ческий кусочек содержит значительное количество воздушных пу-
зырьков, то более холодная его часть оказывается заряженной по-
ложительно в большей степени, нежели это предсказывает теория
Лезема и Мейсона (1961а).

Лезем (1963а) исследовал процесс заряжения при продувке
воздуха над изморозью, создающей осколки —- «сплинтеры», и
установил, что знак и величина заряда зависят от температур воз-
духа и изморози и хорошо согласуются с теорией Лезема и Мей-
сона (1961а).

3.11. Влияние электрического поля на процесс замерзания ка-
пель. Пруппаше (1963а, Ь) дал обзор работ по влиянию электриче-
ского поля, вызывающему замерзание переохлажденных водяных
капель, и провел самостоятельные исследования. В результате им
был получен вывод, что это влияние может проявляться только при
наличии дополнительной твердой поверхности и, следовательно, не
может наблюдаться в свободной атмосфере.

3.12. Электрические эффекты при инее. Финдайзен и Финдайзен
(1943) установили, что в результате заиндевения осаждаемый кри-
сталлический слой оказывается заряженным положительно, в то
время как соответствующий отрицательный заряд уносится на ле-
дяных осколках или в виде ионов в воздух. С другой стороны, Рей-
нольдс (1954) обнаружил, что при появлении инея эффект его за-
ряжения весьма незначителен, если наряду с водяными каплями
в воздухе не присутствуют ледяные кристаллы. Это же было под-
тверждено Магоно и Такахаси (1963). Лезем и Мейсон (19615)
показали, что осадок при заиндевении приобретает отрицательный
заряд, как этого и следовало ожидать согласно теории и резуль-
татам, полученным Мейсоном и Мейбанком (1960), если в резуль-
тате замерзания водяных капель более крупные их частички оста-
ются в виде инея, а мелкие уносятся воздухом.

Если во время процесса заиндевения наряду с водяными кап-
лями в воздухе присутствуют ледяные кристаллы, происходящие
электрические процессы значительно отличаются от тех, которые
наблюдаются при отсутствии кристаллов. Рейнольдс (1954) и
Рейнольдс, Брук и Гурли (1957) установили, что при наличии
«одновременно ледяных кристаллов и водяных капель скорость заря-
жения инея весьма существенно повышается, причем осадок приоб-
ретает отрицательный заряд. Они объяснили это тем, что при заин-
девении высвобождается скрытая теплота, в результате чего
осаждаемый иней нагревается до температуры, более высокой, чем
температура ледяных кристаллов в воздухе. В этом случае сопри-
косновение кристаллов с инеем должно приводить к образованию
на последнем отрицательного заряда. В то же время величина за-
ряда за счет разности температур, необходимая для того чтобы
объяснить полученные результаты, на несколько порядков превы-
шает значения, фактически наблюдавшиеся Леземом и Мейсоном
(1961а). Хатчинсон (1960) произвел измерения электризации при
•образовании инея аппаратурой, возможности которой позво-
лили бы легко обнаружить эффект, предполагаемый Рейнольдсом,
однако подтвердить наличие этого эффекта не удалось.

Магоно и Такахаси (1963) также показали, что наличие ледя-
ных кристаллов в воздухе влияет на процесс заряжения инея при
его образовании. Они установили, что знак и величина заряда за-
висят от температуры и скорости заиндевения и что заряд всегда
оказывается отрицательным, за исключением случаев небольших
скоростей заиндевения и относительно высоких температур. Они
предположили, что процесс разделения зарядов может быть свя-
зан с отрывом кусочков инея от осадка, со столкновениями ледя-
ных кристаллов, а также с возможным влиянием разности темпе-
ратур. Кроме того, они считали, что отрицательные заряды
остаются на инее только тогда, когда заиндевение приводит к обра-
зованию тонкоструктурного инея.

Лезем и Мейсон (1961Ь) приписали наблюдавшийся ими эф-
фект заряжения при заиндевении отрыву осколков. Возможно, что
во время их эксперимента условия были таковы, что осколки инея
могли образовываться за счет воздушного потока при отсутствии
каких-либо ледяных кристаллов, тогда как во время других экс-
периментов, например экспериментов Рейнольдса (1954), проде-
монстрировавших, что заряжения при заиндевении при отсутствии
ледяных кристаллов не происходит, условия не благоприятствовали
отрыву осколков.

Учет скорости осаждения частиц и шероховатости поверхности
(Лезем и Стоу, 1965а) может помочь устранить расхождения
между результатами Рейнольдса (1954) и Лезема и Мейсона
(1961а). Лезем (1965а) сделал попытку оценить относительное зна-
чение разных процессов при различных условиях.

3.13. Электрические эффекты при обледенении. Электрические
процессы, сопровождающие обледенение, осложняются наличием
эффектов, обусловленных столкновениями воды со льдом. Уже
давно известно, что лед при столкновении с непереохлажденной
водой приобретает положительный заряд, а отрицательные заряды
уносятся водой или ионами воздуха (Фарадей, 1843; Зонке, 1886;
Финдайзен, 1940). Людер (1951а), изучая заряжение металличе-
ского стержня, вращающегося в тумане из естественных пере-
охлажденных водяных капель, доказал (до некоторой степени кос-
венно), что лед, образовавшийся за счет обледенения стержня,
приобретает отрицательный заряд, и предположил, что положи-
тельные заряды уносят образующиеся при разбрызгивании водя-
ные капли. Мейнхолд (1951) обнаружил, что на поверхности само-
лета при пролете его сквозь облако переохлажденных водяных
капель, сопровождавшемся обледенением самолета, образовывался
значительный отрицательный заряд.

Поскольку возможно, что на эффекты, наблюдавшиеся Люде-
ром и Мейнхолдом, могло оказать влияние наличие металлических
поверхностей, на которых образовывался осадок, Воркман и Рей-
нольдс (1953) провели опыты с подвешенной градиной и исследо-
вали заряды, возникавшие при падении на нее переохлажденных
водяных капель. Они установили, что возникающие при этом эф-
фекты в значительной степени зависят от количества примеси
в воде. В большинстве случаев при наличии примесей, характерных
для дождевой воды, градина приобретала отрицательный заряд,
а разбрызгивающаяся вода — положительный. С другой стороны,.
Лезем и Мейсон (1961Ь) обнаружили, что знак заряда изменяется
при переходе от обындевения к обледенению, т. е. в случае, когда
переохлажденные водяные капли не замерзают целиком, и что лед
при этом приобретает положительный заряд. Магоно и Такахаси
(1963) также отметили, что в условиях небольшой влажности или
относительно высокой температуры переход от обындевения к об-
леденению приводит к образованию положительного заряда. Они
объяснили это тем, что с поверхности при этом срываются не ча-
стички льда, а водяная пленка. В обычных условиях переход от
обындевения к обледенению происходит при температуре от —10-
до —15° С.

3.14. Электрические эффекты при таянии. Дингер и Ганн (1956)
установили, что лед в виде снежных хлопьев, содержащий, напри-
мер, воздушные включения, при таянии обусловливает разделе-
ние зарядов. Образующаяся при этом вода приобретает положи-
тельный заряд, в то время как высвобождающийся воздух уносит
отрицательные заряды. Было, однако, отмечено, что этот эффект
является чувствительным к загрязнениям, в том числе к двуокиси
углерода. Аналогичный эффект при таянии обнаружили Магоно и
Кикути (1963), Кикути (1965) и АГак-Криди и Праудфит (1965Ь).
В то же время Мэттьюс и Мейсон (1963) не обнаружили никакого
заряжения. Дингер (1964) объяснил результаты Мэттьюса и Мей-
сона присутствием двуокиси углерода, однако Мак-Криди и Прауд-
фит также не принимали никаких мер, чтобы исключить влияние
этой примеси. В свою очередь они высказали предположение, что
существенное значение может иметь скорость воздушного потока.

Бент и Хатчинсон (1965) обнаружили объемные заряды, кото-
рые они объяснили высвобождением зарядов в процессе таяния
снега на земле.

Мак-Криди и Праудфит (1965а) регистрировали заряды на
отдельных частицах внутри облака и обнаружили, что они
возникают в слое таяния. В то же время их результаты указывают
на образование отрицательных зарядов при таянии в противопо-
ложность приведенным выше данным.

Результаты измерений зарядов градиента потенциала в облож-
ных снегопадах и дождях (см. § 13.4) подтверждают тот факт, что
осадки при таянии приобретают положительный заряд.

Многие из приведенных выше результатов могут быть объясне-
ны разделением зарядов, которое лишь косвенно связано с тая-
нием. Так, например, если тающий снег образует водяные капли,
достаточно крупные, чтобы произошло их дробление в существую-
щем воздушном потоке, то происходящий при этом процесс элект-
ризации будет соответствовать этому процессу при разбрызгивании
(§ 3.19). Возможно также, что иногда начинают проявляться эф-
фекты, определяемые контактом между льдом и водой (см. § 3.10).

Учитывая, что таяние частичек льда может иметь важное значе-
ние для образования нижнего положительного заряда в грозовых
облаках (см. § 16.36) и зарядов в обложном дожде (см. § 16.39),
было бы весьма желательно провести дальнейшие эксперименты
по исследованию эффектов таяния, особенно в условиях, прибли-
жающихся к атмосферным.

3.15. Электрические эффекты при сублимации и осаждении.
Финдайзен и Финдайзен (1943) обнаружили, что как при непо-
средственной сублимации льда, так и при образовании льда за счет
осаждения водяных паров образуются мелкие ледяные осколки —
сплинтеры. Они установили, что эти осколки несут на себе заряд,
имеющий обычно отрицательный знак при осаждении и положи-
тельный при сублимации. Однако при наличии значительного гра-
диента потенциала заряды на осколках всегда имеют знак, кото-
рый определяется индукцией. Крамер (1949) и Кумм (1951) повто-
рили некоторые из этих экспериментов и в ряде случаев наблюдали
очень значительную электризацию, а в других — заряды, противо-
положные по знаку обнаруженным Финдайзеном и Финдайзеном.
Это различие результатов Крамер и Кумм объясняли тем, что
Финдайзен и Финдайзен проводили опыты со слоем льда на метал-
лической пластинке, а эта пластинка могла оказывать определен-
ное влияние на результаты. Кроме того, как указал Рейнольдс
(1954), температура пластинки поддерживалась равной —60° С,
так что условия заметно отличались от условий, существующих
в облаках. Возможно, что при этом начинали сказываться эф-
фекты, обусловленные разностями температуры (см. § 3.9).

Лезем и Стоу (19655) обнаружили, что при сублимации льда
происходит утечка положительных зарядов в воздух и отрицатель-
ное заряжение остаточного слоя льда.

3.16. Электрические эффекты при испарении и конденсации.
Вольта (1782) предположил, что атмосферное электричество возни-
кает в результате высвобождения зарядов при испарении, и целый
ряд исследователей, начиная с самого Вольта, пытались обнару-
жить это явление экспериментально. Среди тех, кто полагал, что
им это удалось, были Экснер (1886—1890) и Мюлейзен (1958),
которые обнаружили эффекты, соответствующие высвобождению
одного элементарного заряда при испарении примерно 5-Ю13 мо-
лекул воды. Однако Блейк (1883) и Ленард (1914) не обнаружили
никаких эффектов, а Гилберт и Шоу (1925) обобщили все доказа-
тельства и снова заявили о существовании эффекта. Израэль и
Кнопп (1962) провели дальнейшие исследования и показали, что,
если при испарении и высвобождаются какие-либо заряды, их ве-
личина не может превышать '/ыоо (а, возможно, и менее) тех зна-
чений, о которых говорили Экснер и Мюлейзен.

Бланшар (1964) нашел, что заметное разделение зарядов про-
исходит при очень бурном испарении, и предположил, что основное
значение при этом имеет нарушение непрерывности поверхности
воды. Он обсудил случай генерации зарядов при падении морской
воды на расплавленную вулканическую лаву.

3.17. Испарение заряженных капель. По мере испарения заря-
женной капли ее радиус уменьшается, в результате чего возра-
стает напряженность электрического поля на ее поверхности.
В конце концов достигаются условия, когда разрушающие силы,
вызванные взаимным отталкиванием зарядов, начинают превы-
шать связующую силу поверхностного натяжения.

Дойль, Моффет и Воннегат (1964) осуществили эксперимен-
тальные исследования этого явления, воспользовавшись при этом
заряженными капельками, взвешенными в электрическом поле, так
же как в эксперименте Милликена. Они установили, что напряжен-
ность поля, необходимая для поддержания капель в покое, посте-
пенно уменьшалась по мере испарения капель, но время от времени
происходило ее резкое возрастание с одновременным испусканием
от 1 до 10 очень мелких капелек и потерей заряда основной каплей.

Расчеты показали, что, перед тем как капля теряла устойчи-
вость, поле снаружи имело напряженность, превышавшую величину
приблизительно 3-106 В/м, соответствующую диэлектрической
прочности воздуха.

Можно ожидать, что испарение облачных капелек атмосферы
должно приводить к аналогичным явлениям и образованию боль-
шого количества очень мелких частиц со значительными зарядами.

3.18. Электрические эффекты, связанные с водяными капель-
ками. Беркли, Витлок и Хаберфилд (1958) проводили исследова-
ния зарядов на капельках, возникающих при впрыскивании воды
в закрытую камеру, с помощью продувания образующегося облака
около подвешенного цилиндра. Цилиндр регистрировал заряды на
частицах размером, превышающим примерно 10 мкм, в то время
как более мелкие частицы обтекали цилиндр с воздушным пото-
ком. Результаты измерений непосредственно после впрыскивания
воды оказались весьма изменчивыми, по-видимому, за счет элект-
рических эффектов самого процесса впрыскивания. Однако если
образовавшееся облако перед пропусканием сквозь цилиндр в те-
чение 10—15 мин оставалось в покое, приобретаемые заряды ока-
зывались положительными. Было установлено, что конечное со-
стояние может быть достигнуто значительно раньше, если в облако
внести источник р-лучей. В связи с этим можно заключить, что ча-
стички приобретают заряды за счет легких ионов. При замене во-
дяных капелек масляными заряд, полученный цилиндром, оказался
отрицательным. Эти результаты можно сопоставить с данными, по-
лученными этими же исследователями при проведении измерений
на самолете в естественных облаках (см. § 13.7).

Мюлейзен (1958) измерял объемный заряд в закрытом помеще-
нии и установил, что при очень большой влажности воздуха он
оказался отрицательным. Возможно, в этом случае проявлялся та-
кой же эффект, что описан выше, если более крупные частички
с положительным зарядом выпадали в виде осадка. Мюлейзен об-
наружил также, что при уменьшении влажности появлялся поло-
жительный объемный заряд. Объяснить это обстоятельство на ос-
нове аналогии с приведенными выше данными представляется бо
лее сложным. Позднее Мюлейзен (1961Ь) попытался объяснить
полученные результаты тем, что в условиях высокой влажности воз-
растает время жизни свободных электронов.

3.19. Электрические эффекты при разбрызгивании воды. Ленард
(1892) установил, что при разбрызгивании воды более крупные
водяные частички приобретают положительный заряд, а воздух
и мелкие капельки оказываются носителями отрицательного за-
ряда. Симпсон (1909), Нолан и Энрайт (1922) и другие обнару-
жили, что точно такие же эффекты происходят при разрушении
водяных капель не за счет разбрызгивания, а под действием воз-
душных потоков. Величина и знак заряда зависят от растворенных
в воде веществ. Эти данные приводят к предположению, что воз-
никающий заряд зависит от площади поверхности образующихся
частиц воды. При этом, однако, необходимо, чтобы разрушение
имело бурный характер, поскольку при постепенном образовании
новой поверхности никаких электрических зарядов не возникает.

Адкинс (1959Ь) исследовал разбрызгивание капель в электри-
ческом поле и пришел к заключению, что при этом возникают
ионы обоих знаков, но высвобождаются в воздух ионы только од-
ного знака, противоположного знаку градиента потенциала. Он
обнаружил также зависимость заряжения от энергии падающей
капли. Смидди и Чалмерс (1960) установили, что их измерения
объемного заряда во время дождя могут быть объяснены генера-
цией отрицательных зарядов в воздухе за счет разбрызгивания при
любом знаке градиента потенциала, что согласуется с результа-
тами Ленарда, а не с данными Адкинса.

Магоно и Коэнума (1958) измеряли заряды на водяных ка-
пельках, образующихся при разрушении крупной капли воздуш-
ным порывом. Они обнаружили, что, если разрушение капли про-
исходит в зоне без электрического поля, капельки приобретают по-
ложительные заряды. Если же разбрызгивание происходит в поле
с напряженностью, большей 200 В/м, то образуются капельки с за-
рядами обоих знаков.

Мэттьюс и Мейсон (1964) также измеряли заряды, возникаю-
щие на капельках после разбрызгивания. Они провели исследова-
ние крупных капель, разрушающихся при свободном падении
в воздухе, и установили, что разделение зарядов зависит от элек-
трического поля. В поле с напряженностью 3- 104 В/м, соответст-
вующей обычным для гроз значениям, было обнаружено разделе-
ние зарядов порядка 1 эл.-ст. ед. на 1 см3 воды (3,3-10-!0 Кл). Это
значение примерно в 100 раз превышает значения, обнаруженные
при отсутствии поля, и может играть важную роль в образовании
нижнего положительного заряда в грозовом облаке.

Глава 4

ионы и ядра

4.1. Легкие ионы. По-видимому, первым, кто заметил явление
проводимости воздуха, в частности утечку через воздух заряда
с изолированного наэлектризованного тела, был Кулон (1795). Он
считал, что частицы воздуха или пыли могут приобретать заряды
при столкновении с заряженным телом, а затем отталкиваться от
него. Этой точки зрения придерживались до тех пор, пока Эльстер
и Гейтель (1899а, Ь) и Вильсон (1900) почти одновременно не от-
крыли существование ионов, т. е. частиц приблизительно молеку-
лярных размеров, несущих положительные или отрицательные за-
ряды, обычно один элементарный заряд. Ионы образуются в ре-
зультате некоторого процесса ионизации, при котором молекулы
расщепляются на части с положительными и отрицательными за-
рядами; обычно, а может быть и всегда, процесс ионизации заклю-
чается в удалении из молекулы одного электрона, который затем
прикрепляется к нейтральной молекуле и образует отрицательный
ион. Утечка заряда с изолированного тела может быть объяснена
как притяжением к телу ионов противоположного по отношению
к телу знака, так и отталкиванием ионов одинакового знака. В от-
сутствие ветра ионы движутся вдоль электрических силовых ли-
ний.

Для исследования свойств ионной проводимости было прове-
дено много лабораторных экспериментов, в которых использова-
лись в большинстве случаев не естественные атмосферные ионы,
а ионы, полученные искусственным способом, например, с помощью
рентгеновских лучей. Было' найдено, что такие ионы незначительно
отличаются от естественных легких ионов в атмосфере, за счет
которых осуществляется основная часть проводимости. Детальное
описание подобных экспериментов и их результатов читатель мо-
жет найти в трудах Томсона и Томсона (1928, 1933).

Результаты показывают, что существует класс «легких» ионов,
подвижность которых равна от 1-10 4 до 2-Ю-4 м/с при напря-
женности поля 1 В/м при нормальных условиях. В единицах СТС
в тех же условиях подвижность легких ионов составляет от 1 до
2 см/с при напряженности поля 1 В/см. Фактическая величина по-
движности зависит от различных факторов, таких как давление,
влажность, наличие примесей и время жизни иона. Было найдено,
что при одних и тех же условиях подвижность отрицательных
ионов несколько больше, чем положительных.

Свободные электроны имеют значительно большую подвиж-
ность, чем легкие ионы, но электроны не могут оставаться не свя-
занными продолжительное время при условиях, существующих
в областях атмосферы, рассматриваемых в рамках науки об ат-
мосферном электричестве.

4.2. Природа легких ионов. Средняя длина свободного пробега
иона не равна средней длине свободного пробега молекулы того
же размера, поскольку заряд иона может вызывать поляризацию
соседних молекул с соответствующим притяжением, приводя
к столкновениям, которые не произошли бы в отсутствие заряда.
Таким образом, невозможно рассчитать размеры иона лишь на ос-
новании измерений его подвижности или коэффициента диф-
фузии.

Если бы легкий ион был всего лишь молекулой с одним избы-
точным или недостающим электроном, нельзя было бы ожидать
влияния влажности или примесей на его подвижность и следовало
бы предполагать одинаковую подвижность для положительных и
отрицательных ионов. Тот факт, что подвижность зависит от ука-
занных условий, заставляет думать, что ион не состоит из одной
молекулы.

Основной результат исследования легких ионов заключается
в том, что ион состоит из отдельной ионизированной молекулы,
окруженной группой молекул, удерживаемых зарядом. Райт (1936)
считал, что масса легкого иона равна массе 10—12 молекул воды,
в то же время Торресон (1939) считал, что размер иона равен че-
тырем молекулам кислорода. Поскольку молекулы воды легко по-
ляризуются, то возможно, что там, где их находится достаточное
количество, они будут легче притягиваться к ионизированным мо-
лекулам, чем другие соседние молекулы. Если предположить, что
молекула воды имеет У-образную форму, где в основании V рас-
положен отрицательно заряженный атом кислорода, становится
понятным, что молекулы воды могут легче и в большем количестве
группироваться вокруг положительных ионов, обусловливая мень-
шую подвижность положительного иона, чем отрицательного, во
влажной атмосфере; влияние влажности на подвижность также
объясняется этой моделью.

4.3. Тяжелые ионы. Подвижность «тяжелых» ионов, открытых
Ланжевеном (1905), составляет от 3-10 4 до 8• 10-3 в единицах
СГС. Есть основания считать, что подвижность тяжелых атмосфер-
ных ионов в соответствии с их размерами можно подразделить на
различные группы. Для приблизительных расчетов будет вполне
правильным считать, что средняя подвижность тяжелых ионов со-
ставляет ’/ъоо средней подвижности легких ионов.
В то время как легкие ионы незначительно превосходят по
своим размерам молекулу, тяжелые ионы значительно больше лег-
ких ионов, и представляют собой заряженные частицы того же
типа, что и «ядра», на которых Айткен (1880) обнаружил конден-
сацию влаги. Возможно, что эти ядра представляют собой частицы
таких веществ, как испарившаяся морская соль или растворимые
вещества промышленного дыма. Тяжелые ионы и ядра содержатся
в большем количестве в атмосфере городов, чем сел.

Мак-Гриви и О’Коннор (1962) обнаружили, что ядра могут об-
разовываться при воздействии солнечного света на имеющиеся
в незначительном количестве в атмосфере газы (такие, как серово-
дород и сернистый газ), а также на различные естественные и ис-
кусственные твердые вещества (такие, как хвоя сосен и поли-
этилен) .

В настоящей книге работы по искусственному созданию тяже-
лых ионов для лабораторных измерений будут обсуждаться только
в той мере, в какой они непосредственно связаны с исследованиями
в атмосфере.

4.4. Средние ионы. Ионы, подвижность которых лежит между
подвижностями легких и тяжелых ионов, называются средними
ионами. Некоторые исследователи обнаружили, что атмосферные
ионы можно разделить на группы, в которые входят ионы с опреде-
ленным диапазоном подвижностей, причем нет ионов с промежу-
точными значениями подвижностей, в то время как другие иссле-
дователи обнаружили непрерывный диапазон подвижностей.

Поллок (1915Ь) впервые открыл группу средних ионов с под-
вижностью от 10-1 до 10”2 единиц СГС. Он обнаружил, что такие
ионы могут существовать только в условиях низкой влажности,
превращаясь при более высокой влажности, по-видимому, в тяже-
лые ионы. Уайт (1935Ь) подтвердил существование средних ионов,
но не обнаружил того же влияния на них влажности.

Хогг (1939а) тщательно исследовал средние ионы и обнаружил
вполне определенные группы ионов с подвижностями от 2 • 10-1 до
10-3 единиц СГС. Рассматривая их как частицы серной кислоты,
он смог вычислить их радиусы и обнаружил, что объемы ионов
были целыми, кратными (до 15) некоторому единичному размеру
(радиус 3,6-Ю 9 м), включавшему в себя около 2000 молекул.
Подвижность иона с определенным радиусом не постоянна, а уве-
личивается с увеличением температуры и уменьшением влажности.
Хогг не смог подтвердить исчезновение средних ионов при высокой
влажности. Он не обосновал теоретически существование единич-
ного размера. Если его предположение о том, что ионы являются
частицами серной кислоты, правильно, то их можно было бы обна-
ружить только там, где серная кислота образуется за счет про-
мышленных процессов.

С другой стороны, Вайсс и Штайнмаурер (1937) и Юнкер
(1940) не нашли подтверждения существованию ярко выражен-
ных средних ионов, но Юнкер обнаружил ионы со всеми величи-
нами подвижностей, от легких ионов до тяжелых. Это расхождение
может быть вызвано отсутствием специфических веществ, таких,
например, как серная кислота, образующих средние ионы.

4.5. Различие между тяжелыми и легкими ионами. Совершенно
независимо от различия в подвижности существует очень важное
физическое различие между тяжелыми и легкими ионами, которое
может быть сформулировано следующим образом: сущностью лег-
кого иона является его заряд, в то время как для тяжелого иона
заряд не является основной характеристикой. Легкий ион вклю-
чает в себя группу молекул, но как только заряд исчезает, моле-
кулы перестают быть связанными, так как именно заряд есть тот
механизм, который собирает их вместе; когда легкий ион теряет
свой заряд, не остается никаких следов существования иона. Од-
нако когда тяжелый ион теряет свой заряд, он становится неза-
ряженным ядром (см. § 4.6) и его по-прежнему легко обнаружить;
он может легко приобрести заряд любого знака. На основании
этого критерия средние ионы можно скорее назвать тяжелыми, чем
легкими.

4.6. Ядра конденсации. Помимо ионов обоих знаков и разных
размеров, в атмосфере имеются также незаряженные частицы при-
близительно того же размера, что и тяжелые ионы. Их обычно
называют «ядра конденсации», или «ядра Айткена», но в связи
с использованием слова «ядро» в совершенно ином значении в атом-
ной физике было бы желательно иметь другое название для ат-
мосферных частиц. Автор этой книги (Чалмерс, 1954) предложил
использовать слово «зернышко» (немецкое слово Кегп), но оно не
завоевало признания. Атмосферные ядра — это частицы, на кото-
рых, как обнаружили Кулье (1875) и Айткен (1880), конденсиру-
ется вода, когда воздух насыщается влагой. Следует указать, что
конденсация воды на более грубых частичках дыма или пыли не
происходит; она конденсируется только на ядрах, в том числе на
заряженных ядрах, или на тяжелых ионах. Ядра состоят из ве-
ществ, растворимых в воде; в некоторых случаях ядра гигроско-
пичны и конденсация может происходить, если относительная
влажность меньше 100% • Подробное описание свойств ядер, извест-
ных к тому времени, было дано Ландсбергом (1938).

Механизм конденсации может быть описан следующим образом:
равновесное давление пара над искривленной поверхностью с ра-
диусом кривизны г больше, чем над плоской поверхностью той же
жидкости, на величину 2 Т'/г, где Т — поверхностное натяжение. Та-
ким образом, в насыщенной атмосфере над плоской поверхностью
воды маленькая капля будет испаряться и, следовательно, не бу-
дет происходить конденсация. Но в присутствии растворенного
вещества равновесное давление пара уменьшается, так что малень-
кая капля растворенного вещества может иметь равновесное дав-
ление пара меньшее, чем давление пара над плоской поверхностью
воды, и в таком случае при относительной влажности 100% она
будет расти.

Принимая во внимание влияние на упругость пара над каплей
как кривизны поверхности капли, так и концентрации растворен-
66
ных веществ, можно вычислить равновесное давление пара для ка-
пель любого радиуса и при различном количестве растворенного
вещества. Для данной массы растворенного вещества кривая за-
висимости идет от очень низких значений давления пара при очень
концентрированных растворах до максимального значения, превы-
шающего 100% относительной влажности при некотором радиусе.
Для очень больших капель, которые сильно разведены, относи-
тельная влажность равна 100%.

Для каждой конкретной величины относительной влажности,
меньшей максимальной, существует условие динамического рав-

новесия между каплей и паром
для капель определенного раз-
мера и данной массы растворен-
ного вещества. Но если относи-

тельная влажность больше мак-
симальной для этих капель, то
капли будут продолжать расти,
и их размер будет ограничен
лишь количеством способной кон-
денсироваться воды.

4.7. Первоначальный метод
подсчета ядер. Общее количество
ядер, заряженных и незаряжен-
ных, в данном объеме воздуха
может быть подсчитано с по-
мощью «счетчика ядер». Ориги-
нальный счетчик ядер был раз-
работан и усовершенствован Айт-
кеном (1888—1889). Принцип
действия счетчика очень прост и
основан на конденсации воды на
ядрах при соответствующем адиа-
батическом расширении влажного
воздуха. Образовавшиеся капли
падают на разграфленное стек-
лянное окошечко, и с помощью

Рис. 9. Счетчик ядер (Флеминг, 1939).

микроскопа подсчитывается число

капель, упавших на 1 мм2. Большинство исследованных образ-
цов воздуха содержит слишком много ядер, что затрудняет
их подсчет. Чтобы облегчить подсчет, к данному объему воз-
духа добавляют некоторое количество чистого воздуха; счетчик
Айткена имеет приспособление для получения нужных про-
порций. Уайт (1932) указал на ошибки в калибровке счетчиков,
сделанных Айткеном или по его чертежам. Поскольку некоторые
ядра не ведут себя как центры конденсации при начальном рас-
ширении, обычно необходимо дальнейшее расширение. Счетчик
Айткена был усовершенствован и модифицирован Шольцем
(1931а), а Поллак (1952) использовал фотографическую регистра-
цию для увеличения его точности.
4.8. Фотоэлектрический метод подсчета ядер. Вместо того чтобы
подсчитывать капли, образованные на ядрах, после того как они
упадут на стеклянную пластинку счетчика, можно фотоэлектричес-
ким способом измерить ослабление яркости пучка света, проходя-
щего через облако, образуемое каплями. Этот метод впервые был
использован Брэдбери и Мьюроном (1938) и независимо от них
Поллаком и Морганом (1940) и в дальнейшем усовершенствован.
Поллак и Мэрфи (1952) использовали полевой вариант прибора.
Верзар (1953) и /Мэрфи (1958) приспособили его для регистрации
ядер через каждые 15 мин. Градуировки счетчиков типа Айткена
были выполнены Ноланом и Поллаком (1947) и Метниексом
(1959); в более современных вариантах, созданных Поллаком и
О’Коннором (1955Ь) и Поллаком и Метниексом (1957), некоторые
неточности градуировки счетчиков предыдущих типов были устра-
нены. Рич (1955) выполнял расширение в два этапа, надеясь таким
образом определить размеры частиц, которые могут действовать
как ядра, с тем, чтобы можно было определить распределение та-
ких частиц по размерам.

В варианте счетчика, с которым работал Поллак, воздух в ка-
мере поддерживается в насыщенном состоянии с помощью влаж-
ной промокательной бумаги, для того чтобы образовавшиеся капли
не испарялись; в приборе, усовершенствованном Верзаром, воздух
насыщается перед впуском его в аппарат, в котором нет дополни-
тельного увлажнения, так что испарение происходит после образо-
вания капель; каждый из этих приборов имеет свои преимуще-
ства.

Нолан и О’Коннор (1955а) использовали счетчик без промока-
тельной бумаги в качестве гигрометра, определяя относительную
влажность по величине расширения, необходимой для конден-
сации.

Обзорное описание фотоэлектрического счетчика ядер с различ-
ными модификациями и использование его результатов было дано
Поллаком (1959).

4.9. Счетчик ядер с непрерывной регистрацией. Счетчики ядер,
описанные выше, могут быть использованы для измерений с неко-
торыми интервалами во времени, вследствие необходимости выпол-
нения периодических расширений.

Для создания непрерывно регистрирующего прибора Холл и
Мюлейзен (1954) использовали тот факт, что давление пара над
раствором меньше, чем над чистой водой. Исследуемый воздух
пропускается над водой для его насыщения и втягивается в камеру
наблюдений. Одновременно в камеру впускается газ НС1, тоже
насыщенный водяным паром. Если начинает образовываться капля
чистой воды, то она не будет расти в насыщенном водяном паре
вследствие эффекта кривизны, но если капля содержит НС1, равно-
весное давление пара понижается, и капля, если она образовалась
на ядре, может расти и продолжает расти до тех пор, пока она
не выпадет. Таким образом, число возникающих капель зависит
от числа присутствующих ядер и может быть фотоэлектрически
измерено тем же методом, которым пользовались Нолан и Поллак
(1947). Прибор нуждается в калибровке с помощью счетчика типа
Айткена. Изменяя концентрацию газа НС1, можно измерить ядра
разных размеров или исключить их из измерений.

4.10. Определение числа заряженных и незаряженных ядер.
Число заряженных и незаряженных ядер может быть определено
двумя способами. В первом случае подсчитывается общее количе-
ство ядер и число незаряженных ядер. Подсчет ядер осуществля-
ется одним из вышеописанных методов как в воздухе, находя-
щемся в естественном состоянии, так и в воздухе, из которого за-
ряженные ядра удалены. Заряженные ядра удаляются путем про-
пускания их через цилиндрический конденсатор, в котором ско-
рость потока воздуха и разность потенциалов приведены в такое
соответствие, что все ионы с подвижностью, большей некоторой
очень малой величины, будут удаляться. Было обнаружено, что
цилиндрический конденсатор удаляет и часть незаряженных ядер.
Это происходит либо вследствие случайного столкновения их
со стенками, либо вследствие поляризации ядер в поле и их по-
следующего движения в неоднородном поле или притяжения их
индуцированными ими зарядами. Для того чтобы внести необхо-
димую поправку, можно использовать два включенных последо-
вательно цилиндрических конденсатора и сравнить число прохо-
дящих ядер. Если предположить, что каждый конденсатор уда-
ляет равную долю незаряженных ядер, можно найти поправку.

Во втором случае используется до некоторой степени аналогич-
ный метод, но вместо числа проходящих незаряженных ядер, изме-
ряется заряд, достигающий цилиндрического конденсатора. Если
каждое заряженное ядро несет единичный заряд (обязательное
условие), то число заряженных ядер может быть подсчитано.
Используемый прибор — фактически счетчик ионов (§ 4.11). Путем
сравнения результатов, полученных двумя методами, можно опре-
делить, являются ли ядра многократно заряженными, и если это
так, то каково количество таких ядер (см. § 4.16).

4.11. Счетчик ионов. В счетчике ионов, созданном Эбертом
(1901), используется цилиндрический конденсатор; счетчик рабо-
тает в диапазоне скоростей воздуха, при котором и<ЬЦ, так что
все ионы с подвижностью, большей, чем [и (а2— Ь2)1п а/Ь]/2УЬ,
собираются на коллекторе (и — скорость прососа воздуха, Ь —
длина рабочей части цилиндра, I — время, V — напряжение, при-
ложенное к обкладкам цилиндрического конденсатора, а — наруж-
ный радиус внутренней обкладки, Ь — внутренний радиус внешней
обкладки). Если п есть число таких ионов с соответствующим зна-
ком на 1 м3 воздуха, то число проходящих через аппарат ионов
в 1 с равно пл (а2 — Ь2)и. Таким образом, если е — заряд на ион,
то ток, протекающий к внутреннему электроду, будет равняться
пл (а2 — Ь2)ие. Это, как можно заметить, не зависит от приложен-
ной разности потенциалов при условии, что она достаточна для вы-
полнения условия Закон Ома не выполняется и мы имеем

режим тока насыщения.
I
Рис. 10. Счетчик ионов (Флеминг, 1939).

1— место забора воздуха, 2 —счетчик средних н легких ненов, 3 — счетчик тяжелых ионов, 4 — анемометр, 5 — одно-
интный электрометр, 6 — устройство для калибровки электрометра, 7 —- сухой элемент, 8 — большое сопротивление,
9 — однонитный электрометр, 10 — место выхода воздуха, 11 — синхронный мотор, х — янтарный изолятор, у — ба-

келитовый изолятор.

Оптимальные условия исполь-
зования прибора следующие: и=
= 2 м/с, Б = 30 см, 17=200 В,
а равно 1 или 2 см, Ь — несколь-
ким десятым сантиметра, I в та-
ком случае является величиной
порядка 10“2/щ с, где ш— по-
движность. Для легких ионов Ь/1
равно приблизительно 30 м/с,
а для тяжелых ионов — прибли-
зительно 0,03 м/с. В этих условиях
счетчик собирает все легкие ионы
и очень незначительное число тя-
желых ионов. Путем увеличения
V или уменьшения и можно сде-
лать так, что будут собираться и
тяжелые и легкие ионы. На осно-
вании этого метода Нолан, Бой-
лан и де Саши (1925), измерив
сначала в сумме легкие и тяжелые
ионы, затем только легкие ионы,
получили число тяжелых ионов
как разность этих двух величин.
Число одних лишь тяжелых ионов
можно подсчитать, если есть
«фильтр» для устранения легких
ионов. Фильтр состоит из цилинд-
рического конденсатора, анало-
гичного счетчику ионов при усло-
вии, что для легких ионов.

Счетчик регистрирует все ионы
с подвижностью, большей некото-
рой определенной величины, но
регистрирует также ионы с мень-
шей подвижностью, если они во-
шли в счетчик вблизи централь-
ного электрода. Израэль (1931)
показал, как использовать графи-
ческие методы для получения пра-
вильного числа ионов, если изме-
рения числа ионов проводятся
с разными приложенными напря-
жениями или с разными скоро-
стями воздуха.

Счетчики ионов скорее не счи-
тают ионы, а измеряют их общий
заряд, так что необходимо пред-
положить, что каждый ион несет
единичный заряд.
Нориндер и Сиксна (1949) подробно обсудили ошибки, являю-
щиеся следствием несовершенства счетчика ионов, и описали ис-
правления, внесенные в конструкцию.

Мисаки (1950) разработал метод регистрации ионного спектра
путем разделения внутреннего цилиндра на две части и измерения
токов, протекающих по каждой половине.1 *

4.12. Результаты измерений числа ионов. Концентрации легких
ионов очень отличаются друг от друга даже на уровне моря, не го-
воря уже об изменениях, как показали измерения в горах, а также
с помощью шаров-зондов и самолетов, связанных с высотой. Наи-
меньшее число ионов, полученное Поллоком (1915а) в Сиднее, ока-
залось равным 40 в 1 см3. Мак-Клелланд и Кеннеди (1912) обна-
ружили менее 100 ионов в 1 см3. Наибольшая величина концент-
рации на уровне моря равна приблизительно 1500 в 1 см3. Число
тяжелых ионов колеблется от 200 до 1 см3 над морем и вблизи
него до 80000 в 1 см3 в больших городах. В свободной атмосфере
вблизи земли всегда имеется избыток положительных легких ионов
по отношению к отрицательным. При этом их соотношение со-
ставляет в среднем 1,22 (Нолан и де Саши, 1927). Избыток по-
ложительных ионов можно объяснить электродным эффектом
или большим коэффициентом диффузии отрицательных ионов
(см. § 4.23). С другой стороны, соотношение чисел тяжелых ионов
любого знака в большинстве случаев весьма близко к единице.

На больших высотах, например на вершинах гор, число легких
ионов больше; регистрировались величины свыше 2000 ионов на
1 см3. Преобладание положительных легких ионов над отрицатель-
ными заметнее на большей высоте. Увеличение числа легких ионов
означает увеличение проводимости. Избыток положительных лег-
ких ионов создает положительный пространственный заряд. В об-
щем, число тяжелых ионов уменьшается с высотой. Содержание
ионов в атмосфере подвержено регулярным годичным и дневным
изменениям, которые составляют малую величину и могут быть
объяснены изменениями числа ядер. Содержание их также сущест-
венно изменяется под влиянием метеорологических условий; число
легких ионов, как было найдено, исключительно велико при хоро-
шей видимости и ветре с моря или с высоких гор. Во всех этих
случаях наблюдается малое количество тяжелых ионов. Число лег-
ких ионов уменьшается во время тумана или даже при высокой
влажности, или при ветре с суши, в особенности из промышленных
районов, когда ветер приносит тяжелые ионы и ядра; Нолан и
Нолан (1931) нашли, что концентрация тяжелых ионов в Гленкрие
составляет примерно 1500 ионных пар на 1 см3, когда ветер дует
со стороны Дублина, и лишь 314 пар на 1 см3, когда ветер дует
в других направлениях.

Нориндер и Сиксна (1951), измеряя изменение содержания
ионов вблизи поверхности земли во время гроз, обнаружили уве-
личение концентрации легких ионов, в особенности отрицательных.

1 Оригинальный метод измерения полной концентрации был предложен Федо-

ровым (1925).— Прим. рсд.
Влияние гроз на тяжелые ионы было не таким заметным. Адкинс
(1959Ь) обнаружил, что разбрызгивание капель во время сильного
дождя приводит к образованию ионов, при этом знак ионов проти-
воположен знаку градиента потенциала; легкий дождь не вызывал
подобного эффекта (см. § 6.11).

4.13. Измерение концентрации ионов с помощью самолета. Са-
галин п Фаушер (1954) измеряли содержание тяжелых ионов

Рис. II. Результаты подсчетов ионов с помощью самолета (нормализован-
ные профили концентрации тяжелых ионов) (Сагалин и Фаушер, 1954).

Номер п/п Дата (время) Высота, м
1 29 XII 1952 1800
2 5 I 1953 2700
3 10 II 1300
4 18 II 1500
5 3 III 1050
с 13 IV 2о00
7 18 VIII 2700
8 28 VIII (14 00—14 45) 3100
9 28 VIII (19 00—19 45) 2600

в воздухе на высоте около 5000 м, поднимая на самолете счетчик
тяжелых ионов. При этом счетчик предназначался для измерения
ионов с подвижностями от 0,7 до 2,0 - 10-4 единиц СГС. Они не
обнаружили закономерности в изменении числа тяжелых ионов
с высотой в пределах области обмена, хотя более чем в половине
случаев число ионов уменьшалось с высотой. Выше верхней гра-
ницы области обмена число тяжелых ионов становилось очень
маленьким. Хотя одновременные измерения числа легких ионов
и проводимости не производились, измерялась проводимость,
обусловленная главным образом легкими ионами; как и следовало
ожидать, между содержанием тяжелых ионов и проводимостью
имелась обратная зависимость.
Горизонтальные полеты в пределах области обмена показали,
что наблюдаются некоторые резкие отклонения содержания тяже-
лых ионов в сторону значений, превышающих средние. При этом
отклонения были более заметные вблизи поверхности земли,
а также вблизи верхней границы области обмена. Увеличение со-
держания тяжелых ионов совпадало, как ожидалось, с уменьше-
нием проводимости, а также с увеличением относительной влажно-
сти. Результаты наводили на мысль о существовании турбулент-
ного конвективного движения объемов воздуха, содержащего по-
вышенное количество тяжелых ионов и водяных паров.

4.14. Измерение концентрации ионов с помощью шаров-зондов
на высоте больше 20 км. Крёнинг (1960) с помощью шаров-зон-
дов измерил концентрацию легких ионов и обнаружил, что ее ве-
личина на высоте больше 20 км значительно меньше, чем можно
было ожидать согласно теории. Палтридж (1965) продолжил ана-
логичные измерения и нашел, что аэродинамические условия были
такими, что счетчик ионов функционировал не в соответствии
с элементарной теорией; однако и с учетом поправки концентрация
легких ионов оказалась меньше ожидавшейся. Это было припи-
сано наличию в стратосфере пыли вулканического происхождения.

Палтридж (1965) также произвел некоторые измерения с ша-
ром-зондом на высоте 30,5 км и нашел, что плотность ионов со-
ставляла там лишь */з ожидаемой.

4.15. Измерения в большом закрытом объеме. Ганн и Алли
(1954) описали сферическую камеру объемом 3000 м3. Измерения
числа ионов обоих знаков в этой камере были выполнены Филип-
сом и др. (1955). Подобные измерения отличаются, с одной сто-
роны, от измерений в свободной атмосфере, так как в камере от-
сутствует влияние градиентов потенциала (например, электродный
эффект) и влияние ветра, с другой стороны, от измерений в малых
закрытых камерах из-за уменьшения влияния стенок, в результате
чего ионизация близка к той, которая существует в свободной
атмосфере. Результаты измерений показали, что всегда, когда при-
сутствуют ядра, имеется избыток положительных легких ионов, НО'
когда ядра удалены, имеется одинаковое число ионов обоих зна-
ков. Полученный результат совпадает с тем, который ожидался,
так как образуется равное число ионов обоих знаков, и, если лег-
кие ионы устраняются только за счет процесса рекомбинации, раз-
личие в их числе никогда не появится, но когда ядра присутствуют,
свойство отрицательных ионов притягиваться к ядрам более охотно,
чем положительных, должно привести к избытку положительных
легких ионов. Так как результаты измерений, полученные в присут-
ствии ядер, согласуются с данными, полученными в свободной ат-
мосфере, можно сделать вывод, что обычно обнаруживаемый избы-
ток положительных легких ионов не является полностью следст-
вием электродного эффекта или влияния градиента потенциала
(см. § 4.12). Результаты измерений проводимости даны в § 7.19.

4.16. Многократно заряженные ядра. Сравнение двух методов
получения числа заряженных ядер (§ 4.10), предложенное Но-
ланом, Бойланом и де Саши (1925), привело к выводу, что ядра
всегда заряжены единично. Однако измерения, сделанные Хоггом
(1934а), показали, что это не так, если общее число ядер мало;
из этих результатов, а также других, проанализированных Изра-
элем (1941), следует, что, когда общее число ядер больше, чем
104 на 1 см3, все они заряжены единичными зарядами, но при
меньшем числе ядер некоторые из них заряжены многократно.

Искусственно образованные ядра часто несут несколько заря-
дов (Нолан н О’Киф, 1933; Нолан и О’Коннор, 19555) и обладают
аномальной подвижностью, что может быть обусловлено влиянием
заряда на подвижность.

4.17. Процессы, ведущие к ионизации. Образованию ионов
в атмосфере способствуют различные процессы. Некоторые из них
несущественны и достойны лишь краткого упоминания. Хорошо
известно, что ионизация может происходить посредством фотоэлек-
трического эффекта, но если солнечная радиация содержит длины
волн, способные производить фотоэлектрический эффект с моле-
кул воздуха, то она будет поглощаться в верхних частях атмо-
сферы и мало вероятно, что в ту часть атмосферы, с которой мы
имеем дело при изучении атмосферного электричества, она про-
никнет п количествах, достаточных для образования заметной иони-
зации. В то время как фотоэлектрический эффект играет, несом-
ненно, важную роль в процессе ионизации в ионосфере, им можно
пренебречь в нижней атмосфере. Нет подтверждений, что фото-
электрический эффект вызывает заметную ионизацию на поверх-
ности земли.

Ленард (1892) показал, что образование зарядов в воздухе и
воде происходит вследствие разрывания водяных капель, напри-
мер, в водопадах. Вряд ли этот вид ионизации может иметь боль-
шое значение в атмосфере, за исключением мест, расположенных
в непосредственной близости от водопадов и на морском берегу.
Насколько этот эффект может оказаться значительным при элек-
тризации облаков, будет обсуждено позднее (§ 16.21).

Эберт (1904) нашел, что воздух, диффундирующий от поверх-
ности земли, содержит ионы, образованные в результате радиоак-
тивности коры земли. Скорость образования ионов зависит от
различных условий и меняется в широком диапазоне (см. Зайлин-
гер, 1935).

Вольта и Пельтье полагали, что испарение воды вызывает элек-
тризацию, которая проявляется в виде ионизации, но никаких до-
казательств этого процесса не было найдено (см. Гильберт и Шоу,
1925).

Ионизация, вызванная ударом, возникает в молниях и при на-
личии «тока с острия». Но это происходит лишь в ограниченных
участках атмосферы и во время гроз.

Пылевые бури сильно наэлектризованы и, по-видимому, при
этом идет генерация ионов; аналогичный процесс электризации
может наблюдаться и в явлениях меньших масштабов. Это отно-
сится и к метелям.
Ионы, генерированные в процессе человеческой деятельности,
иногда тоже могут возникать в значительном количестве. Напри-
мер, пар от паровоза образует положительный градиент потенци-
ала, вероятно, за счет положительных ионов (Израэль, 19505) (см.
§ 5.57). Чалмерс (1952а) обнаружил отрицательный градиент по-
тенциала в тумане, который можно объяснить отрицательными
ионами, образованными на высоковольтных линиях (см. § 5.59).
Другие аналогичные эффекты описаны Мюлейзеном (1953) (см.
§ 5.57).

4.18. Ионизация, вызванная радиоактивностью. Радиоактив-
ные вещества в атмосфере и коре земли играют важную роль в об-
разовании ионов в атмосфере. Если измерения ионизации прово-
дятся в закрытом сосуде, то в нем можно обнаружить ионизацию,
возникшую вследствие радиоактивного загрязнения материала со-
суда. Ясно, что последний эффект нужно устранить, для того чтобы
можно было использовать результаты измерений в закрытом со-
суде для получения скорости образования ионов в свободном воз-
духе. Влияние радиоактивности коры земли при экспериментах
в закрытом сосуде может быть последовательно ослаблено поме-
щением свинцовых пластинок под дно сосуда. Точно так же можно-
устранить влияние радиоактивности атмосферы вне сосуда путем
экранизации последнего свинцовой защитой. Однако остаточная
ионизация в закрытом сосуде не равна ионизации в свободной
атмосфере, поскольку радиоактивные вещества создают ионизацию
не только там, где они расположены, но и на некотором расстоя-
нии от этого места.

Ионизация от радиоактивных веществ может быть вызвана а-,
|3- и у-лучами. а-лучи имеют наибольшую энергию, но наименьшую
проницаемость; таким образом, ионизация в свободной атмосфере
за счет радиоактивных веществ, находящихся в ней, вызвана глав-
ным образом а-лучами. При этом стенки измерительного сосуда
будут задерживать а-лучи, идущие снаружи, в том случае, если
стенки не очень тонкие; таким образом, ионизация в закрытом со-
суде, вызванная а-лучами из атмосферы, меньше, чем ионизация
в свободной атмосфере.

Ионизация, вызванная радиоактивностью земли, создается ско-
рее Р- и у-лучами, чем а-лучами, так как р- и у-лучи могут про-
никать в атмосферу с такой глубины земли, с которой а-лучи не
проникают. Таким образом, стенки измерительного прибора ока-
зывают меньшее влияние на результаты измерения радиоактивных
эффектов от радиоактивности земли, чем от радиоактивности воз-
духа.1

4.19. Ионизация, вызванная космическими лучами. Если сосуд,
используемый для измерения ионизации, полностью экранирован
толстыми пластинами свинца, влияние на ионизацию радиоактив-
ности может проявляться только за счет радиоактивности воздуха

1 Речь идет только о у-лучах, Р-лучи обладают весьма невысокой проникаю-
щей активностью.— Прим. ред.
внутри сосуда или стенок сосуда. В обоих случаях тщательное
устранение возможных источников радиоактивности должно при-
вести к уменьшению этого влияния, однако, как показали впервые
Эльстер и Гейтель (1901) и Вильсон (1901), все еще сохраняется
определенная ионизация, возникшая в сосуде. Природа газа в со-
суде не влияет на величину ионизации, а изменение давления при-
водит к изменению ионизации пропорционально величине давления:
если бы эффект возникал из-за а-лучей, которые излучает мате-
риал стенок, то можно было бы ожидать, что увеличение давления
вызовет небольшое уменьшение измеряемой ионизации, так как
ионы, образованные а-лучами, будут находиться ближе друг
к другу, что увеличивает возможность их рекомбинации. При этом
разные сосуды дают различные величины ионизации, разность ме-
жду ними пропорциональна только объемам сосудов, поэтому нет
сомнений, что эта остаточная ионизация должна быть вызвана про-
никновением излучения в сосуд извне. Вначале считали, что это
излучение «ультра-у»— излучение из земли, но Гесс (1911) и Коль-
хёрстер (1913) обнаружили увеличение радиации по мере подъема
над землей; это показало, что данная радиация имеет неземное
происхождение.

Настоящая работа не ставит целью дать полную информацию
относительно «космических лучей». Космические лучи упоминаются
в связи с изучением атмосферного электричества постольку, по-
скольку они вызывают ионизацию, которая возрастает с увеличе-
нием высоты. Интенсивность ионизации мало зависит от солнеч-
ного и звездного времени, но меняется в некоторой степени с изме-
нением геомагнитной широты, уменьшаясь на магнитном экваторе
по сравнению с более высокими магнитными широтами.

4.20. Измерение интенсивности ионизации. Для того чтобы
измерить интенсивность образования ионов в закрытом сосуде,
необходимо создать в нем большое электрическое поле, доста-
точное для возникновения тока насыщения, с тем, чтобы измеря-
лись все ионы по мере их образования, а рекомбинация отсут-
ствовала.

Для продолжительных наблюдений Хогг (1934а, Ь, 1935) исполь-
зовал 50-литровый сосуд со стенками толщиной 0,4 мм, содержи-
мое которого менялось каждый час. Уайт и Мак-Ниш (1934) ис-
пользовали 25-литровый сосуд с целофановыми стенками толщиной
0,03 мм; даже эта толщина стенок эквивалентна по поглощению
слою воздуха 1,5 см, в то время как стенки в приборе Хогга умень-
шали влияние а-лучей на 20% по сравнению со свободным возду-
хом. Кавано (19585) использовал 27-литровый сосуд с толщиной
стенок всего лишь 7 мкм с непрерывным потоком воздуха.

Интенсивность ионизации свободного воздуха, обусловленная
космическими лучами и радиоактивностью земли, может быть изме-
рена в закрытом сосуде с достаточно большой точностью, особенно
если измерения проводятся на высоте, где влияние на них а-лучей
из земли не сказывается (меньше 10 см). Ошибки экспериментов
в закрытом сосуде можно было бы устранить, по-видимому,
собрав радиоактивную субстанцию в атмосфере и высчитав
на основании ее количества ожидаемую интенсивность ионизации.

Кавано (19585) сделал удивительное наблюдение, заключаю-
щееся в том, что во время 90%-ного затмения Солнца, скорость
образования ионов на высоте 1 м увеличивалась вдвое по сравне-
нию с нормальной величиной, хотя до и после затмения эта ско-
рость была близка к нормальной. До сих пор это явление не объ-
яснено.

Необходимо учитывать, что при измерении общего числа ионов,
образуемых с помощью тонкостенного сосуда и поля, достаточного
для тока насыщения, скорость образования ионов кажется больше
скорости, соответствующей естественным условиям, так как неко-
торые из образующихся ионов разделяются благодаря прило-
женному сильному полю, в то время как в естественных усло-
виях они бы рекомбинировали из-за близкого взаимного располо-
жения.

4.21. Ионизация, вызванная 0-лучами. Гесс, Паркинсон и Ми-
ранда (1953) обсуждали ионизацию, вызванную 0-лучами, и при-
шли к заключению, что по сравнению с ионизацией, вызванной
у-лучами, она незначительна, за исключением тех случаев, когда
в самых нижних слоях атмосферы наблюдается чрезвычайно ма-
ленькое перемешивание. Влияние 0-лучей на ионизацию частично
можно приписать загрязнению поверхности земли из-за выпадения
радиоактивных веществ после ядерных взрывов. Позднее Миранда
(1958) оценил влияние 0-лучей и нашел, что оно значительно
больше, чем то, которое можно объяснить наличием измеренных
радиоактивных веществ в атмосфере. Он предположил, что это
обусловлено очень мягким космическим излучением с диапазоном
энергий того же порядка, что и у 0-лучей, но не являющемся по
природе радиоактивным излучением атмосферы. Это должно озна-
чать, что общее влияние мягкого излучения больше того, которое
можно было бы ожидать за счет влияния радиоактивного вещества
в атмосфере.

4.22. Общая ионизация воздуха. Интенсивность образования
в воздухе пары ионов на 1 см3 в секунду принято обозначать че-
рез I. Интенсивность образования ионов с помощью космических
лучей в воздухе на уровне моря при нормальной температуре и
давлении равняется приблизительно 1,8 I на геомагнитных широ-
тах свыше 50° и приблизительно 1,5 I вблизи экватора. Иониза-
ция, вызванная космическими лучами, увеличивается с увеличением
высоты над уровнем моря. Поскольку над морем ионизация, выз-
ванная радиоактивностью, незначительна, можно считать, что об-
щая ионизация в свободной атмосфере или в закрытом сосуде
с незагрязненными стенками составляет 1,8 I или 1,5 I в зависимо-
сти от широты.

Над сушей на образование ионизации влияет присутствие ра-
диоактивного материала в воздухе и земле. Число ионов, образо-
ванных радиоактивностью, зависит от количества радиоактивного
материала в коре земли в районе проведения измерений и от са-
мого района измерений, так что в качестве обобщения можно при-
вести только средние значения.

Средняя величина эффекта радиоактивности из земли над су-
шей составляет около 4 I. Ионизация в объеме свободного воздуха,
образованная радиоактивными веществами в атмосфере, в резуль-
тате измерений с помощью тонкостенных сосудов с учетом по-
правки на поглощение или в результате измерений собранных ра-
диоактивных веществ в воздухе оказалась равной примерно 5 I,
при этом общая ионизация над сушей будет составлять примерно
11 /. Однако в некоторых местах полученные величины оказались
больше. Уайт (1931) в Вашингтоне и Паркинсон (1948) проделали
измерения, которые показали, что ионизация меняется в зависимо-
сти от местного времени, что, по-видимому, вызывается различи-
ями в скорости восходящих потоков воздуха, содержащих радио-
активные вещества. Уайт нашел, что средняя величина ионизации
в Вашингтоне составляет около 16 /; Паркинсон нашел, что сред-
няя величина ионизации в Хуанкайо (на высоте 3300 м) составляет
около 40 I.

Величину интенсивности ионизации можно определить на основе
рассмотрения ионизационного равновесия (см. § 4.35).

4.23. Ионизация вблизи земли. При измерениях ионизации на
очень близком расстоянии от земли результаты будут иными из-за
влияния а- и р-излучения от радиоактивных источников в земле
п на ее поверхности. Пирс (1958) использовал данные измерения
для построения кривой изменения интенсивности ионизации в за-
висимости от высоты в диапазоне от 1 см до 1 м. Кривая показы-
вает, что интенсивность меняется приблизительно от 60 / на вы-
соте 1 см до 8 1 на высоте 1 м. Пирс указал на то, что выпадение
радиоактивных веществ, по-видимому, усиливает влияние на иони-
зацию р-лучей, идущих от поверхности земли.

Какое значение имеет изменение интенсивности образования
ионов в зависимости от высоты в связи с изменением величины гра-
диента потенциала и проводимости на расстоянии 1 м от земли,
обсуждается в § 7.9 и 8.20.

4.24. Ионы вблизи поверхности земли. Подвижность и коэф-
фициент диффузии у отрицательных ионов больше, чем у положи-
тельных, поэтому воздух, диффундирующий из почвы, после того
как он ионизировался вследствие радиоактивности в земле, будет
содержать избыток положительных ионов, поскольку положитель-
ные ионы не так быстро проникают в стенки пор в земле, как отри-
цательные. Этот эффект в 1904 г. Эбертом был положен в основу
теории о сохранении заряда земли, однако впоследствии было най-
дено, что величина его слишком незначительна. Тем не менее эф-
фект существует и может иметь некоторое значение при ионизации
самых нижних слоев атмосферы в естественных условиях.

4.25. Ионы вблизи поверхности моря. Бланшар (1961) провел
многочисленные эксперименты с заряженными частицами, образо-
ванными вблизи поверхности моря под действием ветра и волн.
Он обнаружил весьма значительный поток положительных зарядов,
поднимающихся от поверхности моря, зарядов, образованных из
«струйных капель», т. е. капель, образованных при разрушении
пузырьков воздуха и выбрасываемых вверх. При этом заряды
образуются на частицах, размеры которых больше, чем размеры
тяжелых ионов.

4.26. Ионизационное равновесие. В любом объеме воздуха,
если условия сохраняются неизменными, общее число ионов дол-
жно быть постоянным. Это утверждение можно развить, если счи-
тать, что для ионов обоих знаков в отдельности и для каждого
выделяемого размера иона существует равновесие, с одной сто-
роны, между числом ионов, входящих в объем воздуха, и числом
образованных в объеме и, с другой стороны, между числом ионов,
выходящих из объема, и числом исчезающих в объеме.

За исключением тех случаев, когда мы имеем дело с объемом
воздуха вблизи поверхности земли, число ионов (при хорошей по-
годе) любого вида, входящих в объем воздуха, равно числу ионов,
выходящих из объема, так что эти процессы можно не учитывать
при рассмотрении состояния равновесия. Вблизи поверхности земли,
где скорость образования ионов быстро меняется в зависимости от
высоты, это условие не сохраняется.

В результате нормальных процессов ионизации создаются лег-
кие ионы, при этом не происходит непосредственное образование
тяжелых ионов. Тяжелые ионы могут образоваться лишь в случае
присоединения легких к ядрам.

4.27. Исчезновение ионов. Легкие ионы могут исчезать, во-
первых, при рекомбинации с легким ионом противоположного
знака, когда образуется нейтральная молекула, во-вторых, при
рекомбинации с тяжелым ионом противоположного знака, когда
образуются нейтральные ядра и нейтральные молекулы (более
одной, если легкий ион имеет прикрепленные молекулы), и, в-тре-
тьих, при соединении с ядром, когда образуется тяжелый ион. Если
существуют многократно заряженные тяжелые ионы, то будет
также происходить процесс соединения с тяжелым ионом того же
знака, в результате чего возникает ион с большим зарядом.

Тяжелые ионы перестают существовать как таковые при соеди-
нении с легкими ионами противоположного знака или при реком-
бинации с тяжелыми ионами противоположного знака. В обоих
случаях образуются нейтральные ядра. Можно предположить, что
число соединений за единицу времени в данном объеме будет про-
порционально числу присутствующих частиц двух рассматривае-
мых типов; фактор пропорциональности определяет «коэффици-
ент воссоединения» для рассматриваемого процесса.

4.28. Условия ионного равновесия. При рассмотрении вопроса
об ионном равновесии предполагают, что происходят следующие
процессы: 1) образование легких ионов (без непосредственного
образования тяжелых ионов) под воздействием радиоактивности,
космических лучей или каких-либо других причин; 2) соединение
легких ионов с незаряженными ядрами с последующим образова-
нием тяжелых ионов; 3) рекомбинация легких ионов — эффект не-
редко незначительны?!); 4) рекомбинация тяжелых ионов с лег-
кими ионами противоположного знака; 5) соединение тяжелых
ионов с легкими ионами того же знака с последующим образова-
нием многократно заряженных ионов (этот процесс в первом при-
ближении можно не учитывать) и 6) рекомбинация тяжелых ионов
противоположных знаков (обычно незначительная). Средние ионы
и их влияние на условия равновесия не рассматриваются; относи-
тельно тяжелых ионов предполагется, что все они одинакового
размера и т. д.

Символы «1, П2, 141, АА означают количества легких и тяжелых
ионов обоих знаков в единичном объеме, — концентрацию неза-
ряженных ядер, а 7 = А'о~|-А'1 + А'2 — есть общее число ядер; д—
интенсивность новообразования, т. е. скорость образования легких
ионов в единице объема в 1 с. Коэффициент рекомбинации для
легких ионов противоположных знаков обозначен а; коэффици-
енты соединения легких ионов одного знака и тяжелых ионов про-
тивоположного знака есть тц2 и т]21, при этом первый индекс отно-
сится к легким ионам, второй к тяжелым ионам; коэффициентами
соединения легких ионов с незаряженными ядрами являются тро
и т)2о и, наконец, коэффициентом соединения тяжелых ионов обоих
знаков является у.

Для легких положительных ионов

—аЛ1Л2 —^2^2—7)10га^0,

где д — интенсивность ионообразования.

Для легких отрицательных ионов

=д — аП1я2 — 7]21П2М —

Для тяжелых ионов соответственно:

-^-=7110«1М — — тММ,

= '420«2^0 — — ТММ-

Значение у настолько мало, что величиной почти всегда
можно пренебречь. При этом П1 и п2 обычно малы по сравнению
АА и ДА, так что членом ап.1П2 также можно пренебречь.

Когда устанавливается равновесие, изменения во времени равны
нулю, так что

д = Т112^1 -^2 ~1“ V10«1 М — ^2} И-2^1 “Г ^20^2^О,

1= О,

7) 12^1 Л^2 = 7)20^2^4) •

Эти уравнения были впервые выведены Ноланом и де Саши
(1927) и представляют собой результат усовершенствования урав-
нений, полученных ранее Ноланом, Бойденом и де Саши (1925),
которые в то время не делали различий между свойствами ионов
двух знаков.

Обычно, М=Л^2 = М поэтому |

М) Г 7112’121 Г/г и п1 Г 'ЙГ'ЙО 1'/а

К I глогао -1 «г 1 1

Если величины п постоянны, то отношения Мо/М и П1/п2 дол-
жны оставаться постоянными, так что любые изменения в этих
отношениях будут приписываться изменениям и, а следовательно,
изменениям размеров и других характеристик тяжелых ионов. ;

Эти уравнения можно упростить, если пренебречь различиями
характеристик ионов обоих знаков. Тогда, если П1 = п2 = и, т]12=
= Н21 = П, П10 = 1120 = По, получим:

7]?/=7]оЛ/о-

4.29. Обобщение на случай многократно заряженных ядер. 1

Если не пренебрегать возможностью присоединения положитель-
ного легкого иона к положительному тяжелому иону с последую-
щим образованием тяжелого иона с двойным зарядом, то нужно
ввести в уравнение дополнительные члены и получить выражение,
например, типа ’

= — 7)21/г2^1-|~7221 I

где значения новых символов пгы, Пн, Л/н очевидны из контекста.

Если теперь не делать различия между положительными и отри-
цательными частицами и положить П2Н=П122=П21 и Пи = П22 = П12,
тогда 1

Как и ранее, можно также получить

-^-=2т]я7У- 2т)о«М.

При равновесии, помимо ц/У=ЦоЛ;о, имеем

И21М1=И12^-

Аналогично

Л32 М1

^23 Мп ’

Эти результаты были получены Брикаром (1949).

4.30. Применение закона Больцмана. Киф, Нолан и Рич I

(1950), используя предложение Нолана (1955), рассматривали
проблему равновесия заряда с точки зрения закона Больц-

мана.
Наиболее простая формулировка закона Больцмана для дан-
ного случая следующая: если имеется Р частиц, обладающих энер-
гией Е, и Р' частиц с энергией Е', то

Р’

-р-=ехр

(Е’-Е) ]
кТ ]’

где к — константа Больцмана, а Т — абсолютная температура.

Если есть заряженная частица радиусом г, несущая х элемен-
тарных зарядов (каждый заряд равен е), то ее электрическая

энергия равна

8кеог

- х2укТ,

и эта энергия должна
рой обладает частица.
Таким образом,

добавляться к любой

другой энергии, кото-

_^=ехр(-х2у).

Общее число частиц в таком случае должно быть равно
^=2Уо-|-2Л/оехр(—у)+27Уоехр(—4у)-ф- . . .,
что приблизительно может дать следующее выражение:

Этот результат для 2/1Ч0 был получен совершенно другим спо-
собом Ганном (1955Ь).

4.31. Теоретические исследования коэффициентов воссоедине-
ния. Было предпринято много попыток рассчитать значения ко-
эффициентов воссоединения теоретическим путем. Одна из первых
попыток была осуществлена Ланжевеном (1903), он рассчитал ве-
личину а. Расчеты Ланжевена будут рассмотрены в § 4.33, где они
проводятся при таких условиях, при которых они, по-видимому,
более оправданы, чем в случае, рассмотренном Ланжевеном.
На критическое замечание о том, что теория Ланжевена не учиты-
вает диффузию, ответил Харпер в 1940 г.; он показал, что влияние
диффузии на коэффициент воссоединения чрезвычайно мало.

Были сделаны попытки получить значения т), в частности цо,
в результате чего оказалось, что существует два ограничения,
а именно: когда тяжелые ионы или ядра велики или когда тяжелые
ионы или ядра малы по сравнению со средней длиной свободного
пробега легких ионов. Если в непосредственной близости от тяже-
лого иона (т. е. при расстояниях, много меныпих его радиуса) лег-
кие ионы испытывают малое число столкновений или не испыты-
вают никаких столкновений (это справердливо для тяжелых ионов
малых размеров или для низкого давления), то их ускорение
пропорционально действующей силе и вероятность захватывания
будет зависеть от геометрического расположения ионов и будет
усиливаться действием электростатических сил. С другой стороны,
если вблизи тяжелых ионов легкие ионы испытывают много столк-
новений, то их скорость будет пропорциональна действующей силе,
а вероятность захвата будет зависеть от тех же факторов, что и
коэффициент диффузии и подвижности.

Для тяжелых ядер многие исследователи использовали про-
стую «диффузионно-подвижностную» формулу:

где г — радиус ядра и О — коэффициент диффузии легких ионов.
Используя соотношение О = кТ'&[е, где ни — подвижность лег-
ких ионов и е — элементарный заряд, можно получить

4-гкТчх

---—

или, используя обозначения § 4.30,

ечм

Для легких ядер Райт (1936) получил

'Г^=т.г'-и,

где и — средняя скорость легких ионов.

Брикар (1949) и Киф, Нолан и Рич (1959) изменили вид фор-
мулы, учитывая силу притяжения между заряженным легким
ионом и нейтральным ядром вследствие индуцированного электро-
статического заряда. Этот учет дает множитель (Ц-(л^)1/2).

Киф и Нолан (1961, 1962) предложили общую формулу, при-
годную для всех размеров ядер, которая учитывает рассмотренные
случаи влияния тяжелых и легких ядер.

Используя формулу, учитывающую диффузию и подвижность
для тяжелых ядер, и все коэффициенты, кроме т)0, различные иссле-
дователи, в частности Брикар (1949) и Ганн (1954с), получили
следующие величины:

/=ехР (-8^г)=ехР У-

С другой стороны, как отмечали Киф, Нолан и Рич (1959), фор-
мула на основании закона Больцмана дает тг]/тг]0 = 1, т]21/т]12 = /3
И т. д.
Эти соотношения для р отличаются от соотношений, данных
Брикаром, но стремятся к последним, когда I приближается к еди-
нице, т. е. когда г становится большим.

Результаты с учетом диффузии и подвижности дают т]/т]12 = /2,
•р21/'П23 = ^4 и т. д.

Объединив эти результаты с результатами Больцмана, мы мо-
жем получить ряд г]34, т]23, г]12, т]о, п21, Л32, который образует геомет-
рическую прогрессию для значений I, для больших радиусов.

4.32. Предположения Нолана и де Саши. Нолан и де Саши
(1927) сделали предположение, что отношения гргЛио и Р21/Ц20
равны. Это означает, что легкие ионы обоих знаков ведут себя
одинаково в том смысле, что они предпочитают соединяться с про-
тивоположно заряженными ядрами, а не с нейтральными. Если
эти отношения равны то, как показано в § 4.28, М)//У = ^. Можно
легко заметить, что это имеет смысл, так как чем больше р, тем
легче легкие ионы будут соединяться с заряженными ядрами по
сравнению с незаряженными, и, таким образом, число оставшихся
незаряженных ядер будет больше по сравнению с числом заря-
женных.

Если траМю равно т]21Л]2о, то из этого следует, что т]21Л]12 равно-
Цго/тро- Если эти отношения равны р, то, согласно § 4.28, П1/п2 = р-
Это правдоподобно, поскольку чем больше р, тем легче отрица-
тельные, а не положительные легкие ионы соединяются с противо-
положно заряженными или нейтральными ядрами, и соответст-
венно число оставшихся отрицательных легких ионов будет меньше
по сравнению с числом положительных.

Фактически процесс соединения легких ионов с незаряженными
ядрами должны обусловливать главным образом случайные столк-
новения частиц, и, следовательно, тро и т]2о различаются между со-
бой в основном скоростями, с которыми движутся легкие ионы..
Нолан и де Саши предположили, что относительные скорости для
легких ионов при хаотическом движении будут соответствовать их
относительным скоростям под влиянием электрического поля, и
поэтому р должно зависеть от отношений подвижностей. На осно-
вании фактических данных они предложили считать, что р есть
отношение подвижностей в степени 3/4, но теоретически это не обо-
сновали.

4.33. Теория Уиппла. Уиппл (1933) выдвинул теорию для по-
лучения соотношений между г] и т]о, основанную на теории Лан-
жевена (1905) для значения а. Он предположил, что т]0 означает
число столкновений между легкими ионами и ядрами, заряженными
или незаряженными, вследствие лишь их кинетического-движения,,
независимо от каких бы то ни было влияний зарядов, в том числе,
индуцированных. Помимо этих столкновений, будут также проис-
ходить дополнительные столкновения заряженных ядер вследст-
вие электростатического притяжения.

Считается, что тяжелые ионы по сравнению с легкими нахо-
дятся в покое. Легкий ион на расстоянии от большого иона про-
тивоположного знака будет испытывать силу притяжения е2/4ле0/?2
и, таким образом, будет двигаться по направлению к тяжелому
иону со скоростью ше/4ле0/?2, где ® — подвижность легкого иона.
Таким образом, за единицу времени число легких ионов, входящих
.в сферу с радиусом /?, вокруг тяжелого иона противоположного
знака, в результате действия электростатического притяжения бу-
дет равно выражению

4яе0/?2 е0 >

которое не зависит от величины /?. Если условия выбрать таким
образом, что ион, входящий в сферу, всегда соединяется с тяжелым
ионом и если имеется тяжелых ионов на единицу объема, то до-
бавочные соединения, вызванные электростатическими силами,
‘будут

ео

Таким образом,

ет

4~4о=—•

Как можно видеть, согласно этой теории также

412 — 4ю——~— и 7]21 — 420 —~— •
Ео Ео

Эти результаты будут находиться в согласии с предположени-
ями Нолана и де Саши, если, кроме того,

гао 421 „

410 412

И>2

В соответствии с § 4.31 для больших значений величины г
АпгкТги
71о=---------------------------е---’

4/4о=Ч

'Следовательно,

4 ~ (1- ф-У).

Тогда можно считать, что

4~ 4о=4оУ=-оГ- •

Это выражение отличается от формулы Уиппла на коэффици-
ент, равный двум.

4.34. Наблюдаемые величины коэффициентов соединения. Ве-
личина коэффициента соединения а для легких ионов обоих зна-
ков, принята равной 1,6-10—6 см3/с, однако Лур и Бредбери (1931)
•считают ее равной 1,23 ЛО-6 см3/с, а Сайерс (1938) 2,4-10-6 и Но-
лан (1934) 1,4- 10~в см3/с.
Уравнения для Мо/М, од и вд>, приведенные выше, будут
давать значения ц в зависимости от значений этих отношений при
квазистационарных условиях ионизации. Значения отношения
(см. § 4.37) имеют больший разброс (вероятно, вследствие отсутст-
вия стационарности процесса), но большинство полученных коэффи-
циентов составляет от 2 до 3. Значения отношения п^пъ также
непостоянны и могут изменяться под воздействием электродного-
эффекта. Нолан и де Саши (1927) нашли, что его величина состав-
ляет 1,24 для атмосферного воздуха, но предпочли величину 1,11,
обнаруженную для воздуха в помещении, а Скрэйз (1935а) для
атмосферного воздуха получил величину 1,51. Беркли (1956) пере-
делал основное уравнение для отношения числа незаряженных тя-
желых частиц к заряженным (см. § 4.28)

7/2 __ (' п2 \2 42огй1
7/1 \ Щ / ^10тП2

и измерил отношение для воздуха, который был так сильно
ионизирован, что п\ и щ были почти равны, и получил величину
1,6, которая соответствует п1/п2= 1,26 при

Нолан и де Саши (1927), используя свое предположение, что
«1/«2=1,11, получили значения т). Скрэйз (1935а) на основании
теории Уиппла (1933) получил щ/и2=1,51. Гиш и Шерман (1940)
и Паркинсон (1949) детально рассмотрели происхождение вели-
чин Т].

Согласно Беркли (1956), вполне вероятно, что величины г] дол-
жны лежать в следующих пределах:

т]10=1,2 • 10-6-^2,20 • 10-6
т]12=3,97 • 10-6-5-4,97 • 10-6
7320=1,67 • 10-6^-3,00 • 10-6
т]21=4,56 • 10-6-*-5,89 . 10-б

-^-=3,0 - 2,1.

Благодаря присутствию большого числа малых ионов будет бы-
стро достигаться равновесие, и величины, данные Беркли, явля-
ются, вероятно, наиболее правдоподобными. Но если подтвердится
тот факт, что результаты Уиппла нужно уменьшить или увеличить
в 2 раза, данные Беркли будет необходимо пересмотреть.

Кеннеди (1913, 1916 и Нолан (1941) нашли, что коэффициент
соединения у для больших ионов обоих знаков имеет величину
порядка 10-9. Хогг (1934Ь) обнаружил, что эта величина больше
примерно в 10 раз, но Уайт и Паркинсон (1951) подвергли сомне-
нию этот результат. Уайт (1946) нашел, что величина у пропор-
циональна показателю степени 3Д при величине подвижности ®
рассматриваемых ионов, что дает

7=1,25 • КГ6®/71,

где щ измерено в единицах СГС. При подвижности 3,2 • 10~4 у
•становится равным 3,1 • 10 9. При обсуждении состояния равно-
весия величиной у обычно пренебрегают.

4.35. Интенсивность ионизации. Скорость образования легких
ионов <7 можно рассчитать, исходя из предположения ионизацион-
ного равновесия на основании измерения числа ионов.

Учитывая выводы Нолана и де Саши (1927) и предполагая,
что М1 = /У2, Гиш (1939) получил

д, = а,/124-р'/гЛ\
где

„I д71ю

^20

2т]12

Используя ц Нолана и де Саши, Гиш нашел, что для Вашинг-
тона <7 равно 14 I и 18 /, в то время как величины, найденные
непосредственным способом, были равны только (6 = 8) I. С дру-
гой стороны, на основании результатов Бильдера (1929) для Во-
теру величина д оказалась равной только 2,46 /.

Однако при использовании теории Уиппла (см. § 4.33) для слу-
чая Л/=7У1 = /У2 из § 4.28 получаются следующие выражения:

=7112/г1 Ч~7121П2,

-^~г/120п2-

Следовательно,

=2Уо_ (Л1^аУ1 + и2^2) = (М + М

“ (-^-*) •" ($-->)’

где 2ч и %2 — проводимости для положительных и отрицательных
легких ионов соответственно.

Скрэйз (1935а) использовал эту формулу и получил, что для
Кью <7=4,5 /, но Чалмерс (1949) отметил, что для получения
суммы полярных проводимостей 71 +/-2 Скрэйз предполагал, что
данные измерения тока атмосфера — земля дают величину Р/л
(Р— напряженность поля) (см. § 8,13, 8,19); если учесть это, то д
получается равным 2,5 /, эта величина слишком маленькая, чтобы
быть правдоподобной. Уайт (1935а), используя данные о числе
ионов Торресона и Уайта (1954), получил для Вашингтона д =
=4,5 /.

Можно предположить, что несоответствие между непосредст-
венно наблюдаемыми и косвенно вычисляемыми величинами д обус-
ловлено тем фактом, что последние основаны на измерениях в ус-
ловиях стационарности, которая фактически отсутствует (см.
§4.36).
4.36. Скорость установления стационарности. Если число ионов
каждого знака принять одинаковым, уравнения § 4.28 можно упро-
стить, пренебрегая всеми различиями, существующими между
ионами противоположных знаков и считая, что п1 = П2 = п, 141~
^=^/2==^/, Т]12 = Т)21 = Т1 и П10 = П20=Т]0-

Тогда уравнения принимают вид:

^-=д — <т2 — —^оп^,

если пренебречь коэффициентами соединения у и предположить,
что тяжелые ионы не образуются.

Израэль (19485) проинтегрировал первое уравнение, полагая
Л/ и постоянными, и нашел, что п достигает половины своей
предельной величины примерно через 1 с, если использовать обыч-
ные значения рассматриваемых величин. Стерджис (1954) пред-
положил, что это время существенно увеличивается, если сущест-
венно увеличить скорость образования ионов или создать только
небольшое загрязнение (маленькие 14 и 140), и подтвердил эти
предположения экспериментами в лабораторных и естественных
условиях.

Израэль (19485) также, используя уравнения для (114/(11, пы-
тался определить время, за которое п может достигнуть своей пре-
дельной величины, предполагая, что Х=14о+2!4 есть постоянная,
нашел, что М будет достигать половины своей предельной величины
за время 5 ‘/г мин. Нолан (1950) независимо от других получил
аналогичные результаты для разных значений 14, при которых
время установления половины предельного значения составляло
около 10 15 мин.

Этот вопрос в дальнейшем был развит в работах Рича, Пол-
лака, Метпиекса (1962), которые использовали теоретическое со-
отношение между »)о, коэффициентом диффузии и величиной ра-
диуса и применили закон Больцмана для определения количества
заряженных и незаряженных ядер (Киф, Нолан и Рич, 1959). Они
получили дифференциальные уравнения, причем решения для раз-
личных условий были выполнены с помощью ЭВМ; выводы были
аналогичны выводам предыдущих работ: п достигает своего пре-
дельного значения быстро, за несколько минут, в то время как для
того, чтобы 14 достигло своей предельной величины, требуется зна-
чительно больше времени, и даже по истечении часа имеется замет-
ная разница между 14 и его предельной величиной. В трех приве-
денных случаях 14 достигает половины своего предельного значе-
ния за 4, 10 и 12 мин.

Тот факт, что требуется так много времени для того, чтобы
условия равновесия для 14 были достигнуты, означает, что условия
в свободном пространстве, по-видимому, редко бывают достаточно
постоянными, чтобы привести к установлению условий равновесия
для тяжелых ионов, и поэтому вряд ли измеренная величина отно-
шения будет давать надежные сведения относительно ц.
Однако было найдено, что в воздухе над морем существуют квази-
стационарные условия (О’Коннор и Шарки, 1960).

4.37. Соотношение чисел заряженных и незаряженных ядер.
Если теория, изложенная в § 4.28, справедлива, то, зная т], можно
найти отношение Ло/Л^; дополнительные сведения о величине ц мо-
гут быть получены на основе предположения Нолана и де Саши
или теории Уиппла. Большое внимание уделялось измерениям этого
отношения, а также величин, с ним связанных. Если существует
равновесие и значения т} остаются постоянными, отношение
должно всегда сохраняться неизменным.

Помимо простого отношения ^о/^, иногда измерялись такие ве-
личины, как 2,ЦР11 + ^) или часто обозна-

чаемые Р, а также 2/М>, или + или Р(Р— 1):

Если пренебречь различиями между ионами с разными зна-
ками, условия стационарности, как указывал Нолан (1950), дают
7Уо/7У = т]Л1о. Согласно теории Уиппла (§ 4.33), т)0 обязательно
меньше ц, так что Это дает Р>з/2 или 7/Л'о<3. Если

результаты оказываются за пределами этих границ, это должно
означать, что основные предположения неверны; в частности, не-
правильными могут быть предположения о том, что ядра не явля-
ются многократно заряженными или что существуют условия ста-
ционарности.

Израэль (1941) привел данные 19 наблюдений, часть которых
проводилась в лаборатории, а часть — в естественных условиях.
Значения Р, приведенные в этой работе, меняются от 1,64 до 5,4.
Общие результаты указывают, что, по-видимому, Р увеличивается
с увеличением числа ядер и уменьшается с увеличением относи-
тельной влажности.

Израэль считает, что разброс некоторых значений Р в отдель-
ных группах данных наблюдений существенно зависит от места
расположения наблюдательной станции, в частности от расстояния
до ближайшего большого города, который может быть источни-
ком ядер. На основании этого можно предположить, что резуль-
таты, полученные Израэлем, объясняются отсутствием стационар-
ности, хотя тогда не было еще ясным, сколько необходимо времени
для того, чтобы было достигнуто равновесие между ядрами и тя-
желыми ионами.

В связи с тем что подвергается сомнению истинный смысл изме-
ренных величин Р в свободном пространстве, мы не будем больше
обсуждать эти результаты.

Были проделаны измерения отношений числа заряженных ядер
к числу незаряженных при изучении равновесия в лабораторных
условиях. Полученные при этом результаты достаточно хорошо
согласовывались с ожидаемыми (см. Нолан, 1950). Но поскольку
такие результаты не имеют существенного значения для атмосфер-
ных явлений, мы не будем обсуждать их.
Поллак и Метниекс (1962) сравнили величины получен-
ные экспериментальным способом, с величинами, предсказанными
на основании закона Больцмана, и обнаружили расхождения для
ядер радиусом меньше 1,4 • 10-6 см, при этом экспериментальные
значения были меньше теоретических. Можно найти объяснение
расхождению противоположного характера, наблюдаемому для
ядер с большими радиусами.

4.38. Соотношение концентраций легких и тяжелых ионов. Из-
вестно, что при условиях равновесия чем больше имеется тяжелых
ионов и ядер, тем меньше легких ядер. Различные исследователи
использовали соотношение

пДР—сопз!

и определили х экспериментально. Нолан (1929) нашел, что х=1/2>.
Ноллан и Геррини (1935) приняли х=1/4, а Райт считал, что х=
= 1/б- Позднее Холл и Мюлейзен (1955) нашли, что х = 1/2,з и по-
пытались объяснить величину 4/2 различиями в распределении ядер
по размерам. Нолан (1956) также рассматривал этот вопрос, но
объяснения дал несколько иные.

Результаты различных авторов, приведенные выше, были полу-
чены на основе измерений в свободном пространстве; Джонс, Мед-
девер и Сандерс (19596) в результате экспериментов в закрытом
помещении нашли, что х — '/2.2-

Если по — число легких ионов, которое наблюдалось бы при
отсутствии загрязнения (2=0), то, как показал Ранке (19616), п/п&
зависит от величины /г2, где г есть средний радиус рассматривае-
мых ядер.

4.39. Выведение ядер из атмосферы. Несмотря на то что ядра
непрерывно поступают в атмосферу от промышленных предприя-
тий и других источников, общее содержание ядер в атмосфере не
увеличивается безгранично; следовательно, должен существовать,
какой-то механизм, с помощью которого ядра выводятся из атмо-
сферы. На большой высоте ядер чрезвычайно мало, таким обра-
зом, ядра не могут удаляться через верхние слои атмосферы, этот
процесс должен происходить у поверхности земли.1 Изменения
в зарядах, связанные с величиной коэффициента соединения, в этом
случае не играют большой роли.

Выведение ядер можно изучить, рассматривая ядра в закрытом
сосуде, для того чтобы исследовать такие процессы, как коагуля-
ция, диффузия и выпадение в осадок. Кроме того, ядра изменяют
свои свойства и проявляют большую склонность к осаждению
вследствие возрастания их размера; диффузия является важным
фактором, если ядра, ударяющиеся о стенки сосуда, имеют тенден-
цию прилипать к ним; так как ядра тяжелее воздуха, они стре-
мятся двигаться вниз, особенно крупные ядра.

1 В действительности должна учитываться не только концентрация частиц,

но и скорость их перемещения.— Прим. ред.
Концентрация ядер в закрытом сосуде может быть представ-
лена выражением

-т=1г2+Х2-

где у — коэффициент коагуляции, а X обозначает осаждение
на стенках сосуда в результате диффузии (Нолан и Куффель,
1955).

Эксперименты Поллака и О’Коннора (1955а) и ряда других
ученых показали, что у и л не являются строго постоянными ве-
личинами, но теория Фюрта (1955) позволила использовать их для
получения значений коэффициента диффузии и эффекта осажде-
ния на дно. Таким образом, стало возможным на основании
теоретических результатов сделать выводы о размерах, массе и
плотности ядер. Джонс, Меддевер и Сандерс (19596) нашли, что
результаты, полученные при наблюдениях в закрытом помещении,
согласуются с приведенной выше формулой.

Поскольку ядра в закрытом сосуде находятся в условиях, отли-
чающихся от условий в свободном пространстве, возникает вопрос,
насколько результаты, полученные в одних условиях, применимы
к другим, если это, вообще, возможно.

Сагалин и Фаушер (1956) измерили концентрацию ядер на вы-
соте более 250 м несколько раз в течение ночи, когда новые ядра
не поступали в эту область за счет конвекции. Полученные ре-
зультаты они объясняли коагуляцией.

4.40. Размеры ядер. Теоретические значения т]0 (см. § 4.31)
были ис'пользованы для расчета размеров исследуемых ядер; наи-
более современной в этой области является работа Кифа и Нолана
(1962).

Ранке (19616) измерил п, по и 7 и использовал эти данные для
нахождения радиуса ядер, основываясь на результатах, изложен-
ных в § 4.38. Он также обнаружил, что, измеряя величину прозрач-
ности, можно измерить 7г2.

Коэффициенты диффузии ядер зависят от их радиусов, измере-
ния с помощью «динамического» метода (Нолан и Геррини, 1935)
и с помощью «статического» метода (Поллак и О’Коннор, 1955а)
дают хорошо согласующиеся результаты.

Метод, использованный О’Коннором и Фланаганом (1961), за-
ключается в измерении подвижности тяжелых ионов; он позво-
лил выделить различные группы ионов и показал, что накоплен-
ные ядра образуют две группы с весьма определенными разме-
рами.

Размеры ядер, полученные в результате экспериментов, состав-
ляют от (1 ч-2) • 10~в до (9-е-10) • 10-6 см.

4.41. Коэффициент рассеяния. В формуле

-~=--=д — о-пхп2 — —7)10Д17У0
коэффициентом а часто можно пренебречь, и тогда она будет пере-
писана следующим образом:

где

Р 12-^2 Ч-7! юМ)

и известно под названием «коэффициент рассеяния».

Швейдлер (1918, 1924) использовал два метода для определе-
ния р. Первый метод состоял в том, что отводилось некоторое
время для установления равновесия, а затем все ионы перемеща-
лись к электродам с помощью сильного поля, прикладываемого
в течение короткого времени. Если д является скоростью образова-
ния ионов в ионизационной камере (скорость эта не равна скоро-
сти образования ионов в свободной атмосфере), то при равновесии
концентрация легких ионов будет д/р. Швейдлер затем измерял д
посредством прикладывания достаточно большого поля для удале-
ния ионов по мере их образования.

Во втором случае Швейдлер использовал поле, недостаточное
для удаления ионов непосредственно после их образования. Это
давало время для их рекомбинации. Если прибор имеет емкость
С, приложенная разность потенциалов равна V, то на пластине
имеется заряд Ц СУ, который исчезает со скоростью

Для стационарного состояния в единице объема

?=р«1+4--

Так что

₽с()/

что даст линейную зависимость между I и 1/У, а наклон линии
даст значение р.

Швейдлер первоначально считал, что ток создается ионами
обоих знаков и использовал сумму (сщ+®2) вместо оъ Уиппл
(1933) показал, что это несправедливо для условий, существую-
щих вблизи электродов, и, если существует «электродный эффект»,
дающий пространственный заряд, и происходит в результате него
изменение гц, формула Швейдлера неправильна. Уиппл считал, что
конвективные токи будут поддерживать число малых ионов посто-
янным, устраняя электродный эффект, и тогда вышеприведенные
рассуждения, где речь идет об использовании только ВУ1, являются
справедливыми.

О’Бролчайн (1931) использовал оба метода Швейдлера и на-
шел, что значение Р, получаемое с помощью второго метода,
в 2 раза больше значения, полученного с помощью первого из них..
Поправка Уиппла к теории Швейдлера устраняет это несоответ-
ствие.

Следует иметь в виду, что эти измерения относятся к воздуху
внутри ионизационной камеры и, в частности, к находящимся там
ядрам, которые накапливаются в камере в течение некоторого-
времени. Таким образом, полученные результаты не совпадут-
с теми, которые характерны для в свободной атмосфере.

4.42. Время жизни иона. Если использовать результаты по-
следнего раздела, то можно увидеть, что Р«1 — число положитель-
ных легких ионов, исчезающих в единице объема в единицу вре-
мени. Таким образом, (3 есть вероятность того, что любой легкий
ион уничтожается. Поэтому среднее время жизни иона равно 1/р.
Так как при равновесии д=рп1, р может быть получено из значе-
ний и щ для условий, существующих в свободной атмосфере.
Р, очевидно, зависит от числа и размеров заряженных и не заря-
женных ядер.

Над поверхностью земли <7 = 117; это средняя величина. Если
мы примем «1 = 550 за среднее значение, когда загрязнение мало,
1/Р будет около 50 с. Для Кью, где загрязнение значительно, т=
= 200 и 1/р<20 с. Над поверхностью моря щ~600 и <у<2/, так
что 1/р >300 с. Различие в величинах р связано с различием в чи-
сле ядер. Однако тот факт, что величины т над землей и морем
согласуются удивительно хорошо, является случайным, различие
в значениях р почти полностью сбалансировано различием в зна-
чениях д.

4.43. Ионизация до высоты 100 км. Электрические свойства
атмосферы до высот примерно 20 км могут быть исследованы
с помощью самолетов и зондов, до высоты 60 км в некоторых слу-
чаях свойства могут быть получены на основе характера отраже-
ния радиоволн. Исследования промежуточной области, проведен-
ные с помощью ракет, не являются полными.

Уиппл (1965) рассмотрел возможные электрические свойства
области между 20 и 60 км, выбрав в качестве верхней границы ту
высоту, ниже которой ионизация за счет солнечного излучения
мала или вообще отсутствует. Он придавал большое значение не-
обходимости создания высококачественной техники для осущест-
вления измерений в этой области.

Коул и Пирс (1965) первыми попытались рассматривать ион-
ные характеристики атмосферы в целом до 100 км с единых пози-
ций. Они указывали, что выше 40 км свободные электроны сущест-
венно влияют на ионное равновесие в атмосфере, так что уравне-
ния равновесия будут значительно отличаться от уравнений из
§ 4.28. На этих высотах нет необходимости учитывать ядра кон-
денсации и тяжелые ионы.

С учетом обозначений, принятых в § 4.28, уравнения Коула и
Пирса можно записать следующим образом:

=С? - А 2? - ВЕп 1 -ф- Вп2,
0,—ВЕпх — о.пхпъ

~^~=АЕ~ Рп2 — а.П1П2,

где Е — число электронов на единицу объема, О— скорость обра-
зования положительных ионов и электронов, А—коэффициент
прилипания электронов при образовании ионов, В — коэффициент
рекомбинации электронов с положительными ионами, а — обычный
коэффициент рекомбинации положительных и отрицательных ионов
и Р — коэффициент отделения электронов от отрицательных ионов.
Величины С, А, В, а, Е и Р являются функциями высоты, однако
(2 и Р имеют различные значения величин в зависимости от нали-
чия или отсутствия солнечной радиации. Коул и Пирс (1965) про-
анализировали значения, приписываемые каждой из этих величин
на различных высотах, и на основании их получили кривые рас-
пределения плотности электронов и ионов на различных высотах
днем и ночью, при этом предполагалось, что условие стационарно-
сти выполняется. Для подтверждения или опровержения теорети-
ческих предположений Коула и Пирса необходимо произвести со-
ответствующие измерения.

Уиппл (1965) опубликовал результаты, которые свидетельство-
вали об уменьшении плотности ионов выше 40 км; он предположил,
что это уменьшение обусловливают частицы пыли. Коул и Пирс
также рассматривали возможность применения своих данных для
определения поглощения радиоволн и распространения радиоволн
низкой частоты. Влияние эффектов, рассмотренных в этом пара-
графе, на сопротивление всего столба атмосферы мало, так как
большая часть столба лежит в области малых высот.

4.44. Радиоактивность атмосферы. Как измерять радиоактив-
ность газов (радона, торона и актиния) в атмосфере, было под-
робно обсуждено в книге Израэля (1951), где читатель может найти
полную информацию по этому вопросу. Измерять радиоактивность
радона лучше всего с помощью прямой «эманометрип» поглощен-
ного или конденсированного газа. Торон и актиний имеют более
короткое время жизни, и поэтому их радиоактивность лучше всего
измерять с помощью «индукционного» метода, при котором актив-
ный осадок образуется на отрицательно заряженной проволоке.

Результаты даны в величинах кюри (Км), единицах радона,
представляющих собой количество радона в равновесии с 1 г ра-
дия. Общая скорость ионизации, вызванной 1 Ки1 *, если бы все
создаваемые заряды попадали на электроды, дает ток 9,22- 10-4 А.
Считается, что среднее количество радона в атмосфере составляет
около 10-16 Ки/см3 над сушей и около 10~13 Ки/см3 над океаном;
в отдельных местах, например в Инсбруке, величина эта дости-
гает 4- 10-16 Ки/см3. Измерения содержания торона менее точны.

1 Обычно I Ки определяется как количество распадов, возникающих в I с

в 1 г радия, и равное 3,7 • 1010 распадов в 1 с. — Прим. ред.
Предполагается, что торона в атмосфере значительно меньше, чем
радона, а количество актиния составляет только несколько про-
центов от количества радона. Радон испускается землей со скоро-
стью приблизительно 4- 10-17 Ки/см2-с, что хорошо согласуется
с измерениями количества радона на различных высотах в атмо-
сфере.

Колебания в количестве радона при изменении метеорологичес-
ких условий были, вообще говоря, удовлетворительно объяснены,
и предполагалось, что данные о колебаниях радиоактивного содер-
жания можно использовать при классификации и идентификации
воздушных масс. Радиоактивность осадков, в частности, выпадаю-
щих во время гроз, указывает на существование радиоактивности
воздуха.

Глава 5

ВЕРТИКАЛЬНЫЙ ГРАДИЕНТ ПОТЕНЦИАЛА

5.1. Градиент потенциала у поверхности земли. Так как по-
верхность земли является проводником, силовые линии должны
быть перпендикулярны к ней. Следовательно, там, где поверхность
земли горизонтальна, силовые линии вертикальны и соответственно
эквипотенциальные поверхности у земли должны быть горизонталь-
ными, а градиент потенциала — вертикальным. В тех случаях, когда
поверхность земли не горизонтальна, следует соответствующим
образом модифицировать эти выводы.

Под термином «вертикальный градиент потенциала у земли»
понимают либо действительное значение с/К/г/х на поверхности,
либо потенциал на высоте 1 м1, в зависимости от того, каким обра-
зом производятся измерения. К счастью, чрезвычайно редко обна-
руживаются существенные различия в результатах, получаемых на
основании этих двух определений.

Как указывалось выше, многие исследователи называют гра-
диент потенциала «полем», но это приводит к двусмысленности,
поскольку существуют две различные интерпретации этого тер-
мина — с точки зрения традиционного атмосферного электричества
и теоретической электростатики. Использование термина «градиент
потенциала» исключает такую двусмысленность, так как этот тер-
мин означает лишь скорость изменения потенциала с высотой.

Градиент потенциала у поверхности земли оказался наиболее
легко измеряемым элементом атмосферного электричества, и воз-
можно, что значимость градиента потенциала существенно преуве-
личивалась из-за наличия большого количества результатов, часть
которых охватывает значительный промежуток времени.

1 Автор имеет в виду разницу между потенциалом на уровне 1 м и потен-
циалом земли, деленную на единичное расстояние.— Прим. ред.
5.2. Методы измерений градиента потенциала. Использовались
различные методы измерении градиента потенциала, которые могут
быть разбиты в основном на две группы.

К первой группе относятся методы измерения разности потен-
циала между двумя точками, расположенными на различных вы-
сотах, при этом одна из них обычно совпадает с поверхностью
земли. В большинстве случаев потенциал находят с помощью раз-
личного рода выравнивателей потенциалов—коллекторов, при этом
большинство из них искажает действительный вертикальный гра-
диент потенциала и возникает необходимость внесения поправок
(см. § 5.18).

При использовании методов второй группы градиент потенци-
ала получают с помощью измерения «связанного» заряда на части
поверхности земли или на теле, соединенном с землей. Можно
считать, что на этом заряде оканчиваются силовые линии. Для
плоской части земной поверхности поверхностная плотность заряда
о связана с градиентом потенциала Р соотношением о——ЕоР. За-
ряд любого другого тела, соединенного с землей, соответствует за-
ряду некоторого участка плоской поверхности земли, что учитыва-
ется введением «коэффициента редукции» (см. § 5.18).

5.3. Коллекторы. Для того чтобы измерить потенциал в неко-
торой точке, необходимо иметь устройство, с помощью которого
проводнику сообщается потенциал, равный потенциалу окружаю-
щего воздуха. Это позволяет определить потенциал пространства
измерением разности потенциалов между проводником и землей
с помощью различных электростатических или электронных элек-
трометров пли вольтметров при условии, что измерительные уст-
ройства имеют малую емкость и не потребляют значительного тока.
Вследствие проводимости воздуха изолированный проводник по-
степенно приобретает потенциал окружающей среды, и это обстоя-
тельство было использовано в первых измерениях такого типа
Лемопьс (1752), Беккарпя (1775) и др. Но указанный процесс
очень медленный, его время релаксации составляет 5—20 мин
у поверхности земли; в силу этого для записи изменений градиента
потенциала за периоды, не превышающие часа, необходимо уско-
рить процесс какими-либо коллекторами или выравнивателями.

Если потенциал проводника отличается от потенциала окру-
жающей среды, то их можно выравнять только подачей на провод-
ник заряда одного знака или снятием с проводника заряда проти-
воположного знака. Это может быть достигнуто удалением частиц
с поверхности проводника, например, с помощью эжекции водяных
капель или посредством ионизации воздуха, окружающего провод-
ник. При этом ионы уносят заряды с проводника, как это проис-
ходит при использовании радиоактивных коллекторов. С помощью
пламени или фитиля можно получить оба эти эффекта. Когда двой-
ной электростатический флюксметр действует как коллектор, необ-
ходимый заряд получают от внешнего источника.

Такие устройства принято называть выравнивателями потенци-
ала или коллекторами.
5.4. Эффективное сопротивление коллектора. Если проводник
имеет потенциал V, а окружающая его среда — потенциал Ео, то
скорость изменения V зависит от разности Ео — Е. Если проводник
имеет емкость С, то ток I определяется соотношением

г/ф ЛУ

Когда отношение г/Е/Л к Ео—Е постоянно (скажем, к), то
/=СА(Ео- V).

Здесь выполняется закон Ома и мы можем записать 1/СА =/С и
назвать /? эффективным сопротивлением коллектора.

Если отношение г/ЕДД к Ео — Е зависит от величины Е, то закон
Ома не выполняется и нельзя дать корректное определение эффек-
тивного сопротивления.

Когда проводник связан с землей непосредственно или через
сопротивление, которое мало по сравнению с /?, тогда Е=0 и 1 =
= С7гЕо = Ео//?. Таким образом, ток, текущий к коллектору, зависит
не только от Ео, но и от /?.

Скорость, с которой коллектор реагирует на изменение окру-
жающего потенциала, зависит от эффективного сопротивления и
емкости.

Если

(IV
м

к(У0-У),

то его интегрирование приводит к выражению

1/0-У=(Ц-Ио)ехр(-А/),

где Е1 — начальный потенциал проводника.

Таким образом, разность потенциалов Е1 — Ео уменьшается по
экспоненциальному закону до нуля с постоянной времени \)к, ко-
торая равна С/?, где С — емкость системы, а /? — эффективное со-
противление коллектора.

Отсюда следует, что чем меньше эффективное сопротивление,
тем быстрее система отвечает на изменение градиента потенциала.
Уменьшение емкости системы приводит к тому же эффекту.

Долезалек (1960) указывал, что работа радиоактивного кол-
лектора не может быть описана только через эффективное сопро-
тивление. Правильнее в качестве эквивалентной схемы выбрать
«четырехполюсник», хотя при этом полное описание работы любого
коллектора оказывается, весьма сложным.

5.5. Влияние утечек. Если коллектор имеет утечку на землю,
то измеряемый потенциал не будет равен потенциалу атмосферы
вблизи коллектора. Потенциал коллектора в этом случае устанав-
ливается таким, чтобы ток утечки был равен току, текущему к кол-
лектору. Если /?— эффективное сопротивление коллектора, а 5 —
сопротивление утечки, то потенциал, приобретенный коллектором,
составляет 5/(/? + 5) от истинной величины потенциала. Если 5 ве-
лико по сравнению с /?, ошибка будет незначительна.

5.6. Капельный коллектор. Капельный коллектор как вырав-
ниватель потенциалов был предложен Кельвином (1895Ь) и ис-
пользовался им при первой попытке получить точные непрерывные
записи градиента потенциала в течение некоторого периода вре-

мени.

Работу капельного коллектора можно описать двумя различ-
ными способами. Так как каждый из них со своей стороны уточ-

няет принцип действия коллектора, мы при-
ведем здесь оба.

Рассмотрим капельный коллектор, который
первоначально имеет потенциал земли, при
этом на падающие капли действует электри-
ческое поле хорошей погоды, силовые линии
которого направлены перпендикулярно к земле.
Тогда часть силовых линий будет оканчи-
ваться на отрицательно заряженных частях
коллектора и на капле (рис. 12а).

Соответствующий положительный заряд
ушел на землю. Если коллектор изолирован
от земли п от него отделяется капля, то
первая капля унесет отрицательный заряд.
Когда образуется следующая капля, то она
должна быть отрицательно заряжена и, сле-
довательно, остальная часть коллектора
должна зарядиться положительно. Чем
больше отрицательных зарядов уносят капли,
тем больший положительный заряд получает
коллектор. Рост положительного заряда

Рис. 12. Капельный

коллектор.

на коллекторе

препятствует возникновению

отрицательного за-

ряда на каплях, и в конце концов падающие капли перестанут
быть заряженными. Когда это произойдет, коллектор будет
иметь потенциал, равный потенциалу окружающего воздуха,
и капли не будут влиять на распределение силовых линий поля;
при этом на нижней половине капли будет индуцирован положи-
тельный заряд, а на верхней — отрицательный (рис. 12 6).

Если выразить это математически, то капля должна иметь по-
тенциал, слагающийся из Ео (потенциала окружающего воздуха)
п потенциала (2/В, возникающего благодаря заряду образовав-
шемуся на емкости Е>. Коллектор и капля перестанут обмениваться
зарядами, когда их потенциалы будут равны и, следовательно, по-
тенциал коллектора Еа = Ео+С/Е). Когда 0 =0, то 10 = 14.

Работа капельного коллектора может быть описана другим
способом. Если потенциал коллектора отличается от потенциала

окружающего воздуха, то эта разность потенциалов .вызывает

появление градиента потенциала, причем силовые линии поля
оканчиваются на капле. Если потенциал коллектора и капли
меньше потенциала окружающего воздуха, то силовые линии будут
заканчиваться на пространственных зарядах в воздухе, а начи-
наться на капле. Когда капля открывается, она уносит отрицатель-
ный заряд, и, следовательно, когда образуется следующая капля,
потенциал коллектора и капли увеличивается, приближаясь к по-
тенциалу окружающей среды. Новая капля будет иметь более вы-
сокий потенциал, чем предыдущая, но все еще более низкий, чем
потенциал окружающего воздуха. Поэтому она опять унесет отри-
цательный заряд и процесс будет продолжаться, пока потенциал
капли не достигнет потенциала окружающего воздуха. Тогда не бу-
дет больше силовых линий, оканчивающихся на каплях и, следо-
вательно, на них не будет заряда.

5.7. Эффективное сопротивление капельного коллектора. Эф-
фективное сопротивление капельного коллектора зависит от разме-
ров капель и скорости их вытекания.

Потенциал капли V складывается из Ко— потенциала среды
при отсутствии капли и потенциала (2/0, где С.)— заряд на капле,
а П — ее емкость. Если емкость всей системы коллектора равна С,
то удаление с каплей заряда изменяет потенциал коллектора
на (ЦС:

1Л=У04—или (?=П(У-У0).

Если за секунду вытекает п капель, то

ау О пО(Е-Е0)

м с с

Тогда, учитывая сказанное в § 5.4, получаем, что эффективное
сопротивление равно \]пО. Емкость капли Г) приблизительно равна
4лсог, где г — радиус капли. Для одного и того же количества
воды п пропорционально 1/г3. Следовательно, чтобы уменьшить
\1пО и увеличить быстродействие коллектора, желательно созда-
вать капли как можно более мелкие.

Оказалось, что можно изготовить капельный коллектор, потен-
циал которого будет достигать потенциала окружающего воздуха
примерно через 30 сек. Таким образом, капельный коллектор не го-
дится для измерения изменений градиента потенциала, происходя-
щих за время, меньшее минуты.

5.8. Измерения с помощью капельного коллектора. На прак-
тике капельный коллектор состоит из резервуара с водой, поме-
щенного внутри здания и изолированного от него, и горизонталь-
ной трубки, выступающей из здания. Поток воды регулируется
таким образом, чтобы он, разбивался на поток капель на конце
трубки. Приемник связан с электрометром для измерения потен-
циала. Одним из способов измерения потенциала является соедине-
ние резервуара с подвесной системой квадрантного электрометра,
причем поддерживается постоянная разность потенциалов между
квадрантами. Можно также воспользоваться электронными мето-
дами измерения разности потенциалов.

Как будет рассмотрено ниже (§ 5.18), наличие здания должно
влиять на величину градиента потенциала и, следовательно, уста-
новка не может быть использована для измерения его абсолютных
значений.

Имея достаточный запас воды, можно применять капельный
коллектор для непрерывных измерений.

5.9. Электронные способы измерений с помощью капельного
коллектора. Леколазе (1945, 1946) описал теорию и дал рекомен-
дации по применению капельного коллектора с трехкаскадным уси-
лителем постоянного тока, выходное напряжение которого подава-
лось на охранное кольцо изолятора, подобно тому, как Гиш и Шер-
ман (1929) (см. § 5.12) подавали потенциал, регулируемый вруч-
ную с помощью потенциометра, для того чтобы уменьшить утечку
тока и входную емкость и при этом получить выходное напряже-
ние, необходимое для работы самописца. Эта система была пред-
шественницей электронных устройств, применяемых для радиоак-
тивного коллектора (см. § 5.13), схема которого приведена на
рис. 14.

5.10. Радиоактивный коллектор. Радиоактивный коллектор,
впервые предложенный Витковскпм, (1902) состоит из диска или
провода, на который нанесено небольшое количество радиоактив-
ного вещества, излучающего а-лучи. Сверху обычно наносят очень
топкое защитное покрытие, сс-лучп ионизируют небольшой объем
воздуха вблизи коллектора, и, если между коллектором и окру-
жающей его средой имеется разность потенциалов, образовавшиеся
попы начинают двигаться в силовом поле. Движение ионов проис-
ходит до тех пор, пока на изолированный коллектор не попадет
заряд, достаточный для того, чтобы уравнять потенциал с потен-
циалом среды.

Очевидно, что ток, текущий к коллектору, по крайней мере
приблизительно, пропорционален разности потенциалов между кол-
лектором и окружающей средой, если эта разница не велика. Та-
ким образом, можно говорить о том, что коллектор имеет эффек-
тивное сопротивление, определение которого было дано в § 5.4. Его
нельзя рассчитать простым способом, как это делается для капель-
ного коллектора, по его можно определить экспериментально по
скорости изменения потенциала коллектора, если емкость всей си-
стемы известна. Скрэйз (1934) нашел, что для нового полониевого
коллектора это значение составляет около 2- 1010 Ом.

Основной недостаток радиоактивного коллектора состоит в том,
что он создает ионы, часть которых, оставшаяся в атмосфере, изме-
няет электрические условия в воздухе. В силу этого, потенциал,
измеренный таким коллектором, не позволяет точно определить
градиент потенциала в точке измерения, который там был в отсут-
ствие коллектора. Величина этого различия, вероятно, зависит от
скорости ветра и, следовательно, изменяется со временем. Ее мо-
жно уменьшить, уменьшая мощность радиоактивного источника, но
это приводит к увеличению инерционности коллектора.

Радиоактивный коллектор соединяется с каким-либо электро-
метром, расположенным внутри здания. Кабель большой длины,
применяемый для этого, увеличивает емкость системы и, таким
образом, уменьшает чувствительность коллектора к изменению гра-
диента потенциала. Поэтому радиоактивные коллекторы прихо-
дится устанавливать вблизи здания, что требует введения «коэффи-
циента редукции» (см. § 5.18).

5.11. Радиоактивные материалы для коллектора. Наиболее
подходящим для использования в радиоактивных коллекторах яв-
ляется вещество, которое излучает только а-лучи; р- и у-лучп,
ионизируя воздух на больших расстояниях от источника, приводят
к большим нарушениям электрического поля и в то же время не
увеличивают соответствующе быстродействия коллектора. Выбор
радиоактивного вещества для коллектора ограничен не только
тем, что само вещество должно излучать лишь а-лучи, но еще и
потому, что продукты его распада не должны давать Р- и у-излу-
чения. С этой точки зрения одним из наиболее подходящих веществ
является полоний, который имеет еще то преимущество, что его
можно наносить электролитически на диск или проволоку. Однако
он имеет весьма существенный недостаток, состоящий в том, что
время полураспада полония равно лишь 136 дням. Следовательно,
такой коллектор необходимо часто заменять, а его активность
(или, что равнозначно, инерционность) меняется в процессе его
работы.

Использовались также радиоактивные торий (время полурас-
пада 1,9 года) и ионий (8- 104 лет). Хотя эти вещества и не имеют
преимущества полония, продукты распада которого стабильны, но
продукты, образующиеся при их делении, также излучают а-лучи.
Однако оба они более дорогие и сложны в обращении, чем поло-
ний. Иногда используют радий из-за его относительной доступно-
сти, но это далеко не лучший выбор. Помимо того, что он очень
быстро дает продукты, испускающие р- и улучи, необходимо также
принимать тщательные меры для того, чтобы избежать утечки
эманации радия, являющейся первым продуктом его распада. Эма-
нация радия может вызывать ионизацию на значительном расстоя-
нии от источника, а также образовывать осадок, ионизирующий
воздух вокруг коллектора.

5.12. Метод, исключающий утечку тока1 при использовании
радиоактивных коллекторов. Для того чтобы избежать трудно-
тей, связанных с наличием утечки тока в измерительных цепях,
которая к тому же изменяется, Гиш и Шерман (1929) использовали
метод измерения тока без утечки. Они окружили изолятор коллек-
тора не заземленной металлической оболочкой, а охранным коль-
цом, связанным с потенциометром, так, чтобы иметь возможность
вручную устанавливать на нем потенциал, равный потенциалу кол-
лектора. Этот потенциал можно определить с помощью электро-
метра (рис. 13). Так как оболочка вокруг изолятора соединена

1 В действительности метод только уменьшает утечку тока, так как всегда
возникает разность потенциалов коллектора и охранного кольца. Метод снижает
требования к изоляции примерно в 100 раз. — Прим. ред.
с батареей, можно поддерживать требуемый потенциал, несмотря
на возможную утечку тока на землю, так как батарея имеет очень
низкое эффективное сопротивление. Так как сам коллектор имеет
тот же потенциал, что и его охранное кольцо, утечка тока с кол-

лектора не происходит.

Этот метод имеет и дополнительные преимущества. Являясь

«нулевым» методом, он позволяет использовать чувствительные

электрометры. Недостаток
тура требует непрерывной
подстройки и, следова-
тельно, не может автома-
тически регистрировать
данные в течение боль-
ших интервалов времени.
В принципе, для того
чтобы исключить ручное
регулирование, могут
быть применены сервоме-
ханизмы. Однако до на-
стоящего времени это, по-
видимому, никем не было
сделано, за исключением
Брюэра (1953), который
использовал отрицатель-
ную обратную связь вме-
сто сервомеханизмов и
ручной установки (см.

§ 5.13).

5.13. Электронный ме-
тод измерения потенциа-
ла радиоактивного кол-
лектора. Вместо электро-
метра для измерения и
записи потенциала, при-
обретенного коллектором,
Мюлейзен (1951) и Брюэр

метода заключается в том, что аппара-

Рис. 13. Метод измерения градиента потен-
циала, позволяющий уменьшить утечку тока
(Гиш и Шерман, 1929).

(1953) применили электронные схемы

и получили возможность использовать малочувствительные из-
мерители для регистрации выходного напряжения. Они исполь-

зовали электрометрическую лампу в сочетании с катодным повто-
рителем. В установке Брюэра (рис. 14) используется отрицатель-
ная обратная связь, которая обеспечивает коэффициент усиления,
по напряжению близкий к единице, и линейность в диапазоне
напряжений ±500 В. Цепь обратной связи, кроме того, соединена
с охранными кольцами, что устраняет утечку тока подобно тому,
как это делается в методе Гиша и Шермана (1929) (см. § 5.12).
Преимущество этой установки в том, что ее эффективная входная
емкость значительно уменьшена, что увеличивает быстродействие
коллектора. Кроме того, это позволяет отбирать маленький ток
от коллектора. Для измерения градиента потенциала трудно
найти что-либо лучшее, чем радиоактивный коллектор этого
типа.

5.14. Ток радиоактивного коллектора. Вместо измерения по-
тенциала, установившегося на изолированном коллекторе, некото-
рые исследователи соединяют коллектор с землей через гальвано-
метр и измеряют протекающий ток. Согласно результатам, полу-
ченным в § 5.4, этот ток равен Уо/К, где Р— эффективное сопро-
тивление коллектора, а Уо—-потенциал окружающей среды. Если/?

Рис. 14. Электронная схема для радиоактивного коллектора
(Брюэр, 1953).

Я/=10 кОм; 7?2=5 кОм, переменное для регулировки нуля; #3=33 кОм,
подбирается при настройке для получения максимального динамического
диапазона; 7?4=3,3 кОм; 7?5=1 МОм, 2 Вт; П6=47® кОм; Д7, 88=10 кОм;
С/₽=2-мкФ, 250 В; С2-^С5=2 мкФ, 700 В; Л1— Ферранти В. М. 4а; Д1 —
диоды КЗ/8; Д2, ДЗ— диоды К2/25; Л2, ЛЗ, Л4 — Коссар М.8 Реп Т; Т1 —
Силовой трансформатор с выходными напряжениями: 4 В, 2 А, 4 В, 2 А
и 500 В, 12 мА; Т2—«звонковый» трансформатор (можно использовать
200 В обмотку, намотанную ня 7'/).

остается постоянным, ток будет пропорциональным Ус и, следова-
тельно, даёт относительную величину градиента потенциала. Для
того чтобы получить абсолютные его значения, необходимо сделать
калибровку прибора. Так как /? зависит от движения и положения
ионного облака, образуемого радиоактивным источником, очевидно,
что имеется много факторов, которые могут менять /?. Например,
ветер может сдувать ионы, которые в его отсутствие могли попасть
на коллектор, изменяя тем самым ток; водяная пленка на коллек-
торе может уменьшить интенсивность а-лучей и, следовательно,
уменьшить число образуемых ионов и т. д. При обычном использо-
вании изолированного коллектора, изменение /? приводит к измене-
нию только его быстродействия, как показано в § 5.7, но не полу-
ченных показаний, если нет заметной утечки тока.
Шеффер (1955), отмечая, что можно значительно упростить
использование радиоактивного коллектора, измерял ток, проходя-
щий через острие, покрытое радиоактивным материалом и соеди-
ненное с землей. Бент (1955) применил этот метод на горе Вашинг-
тон, воспользовавшись коллектором с сульфатом радия.

По причинам, описанным выше, особенно в случае сильного об-
дува, весьма вероятно, что измеряемый ток зависит, кроме гради-
ента потенциала, от других факторов. Так, использование радия,
как показано в § 5.10, вносит свои погрешности. Несмотря на про-
стоту, метод измерения тока радиоактивного острия нельзя счи-
тать надежным и, ввиду того что он дает лишь приблизительное зна-
чение градиента потенциала, его не следует рекомендовать. Этот
метод иногда называют «методом острия радиоактивной короны».
Однако при малых значениях градиента потенциала измеряемый
ток не является током короны (током с острия), при больших
градиентах то же острие должно дать ток короны, но в этом случае
радиоактивность вещества не имеет значения. По-видимому, наибо-
лее подходящим определением было бы «радиоактивный ток с ост-
рия и ток короны с острия».

Каземир (1951а) применил метод, который занимает промежу-
точное положение между методами, описанными в этом и предыду-
щем параграфах. Он соединил радиоактивный коллектор с сеткой
олектрометрпчоскоп лампы, имеющей сеточную утечку на землю.
Если сопротивление утечки сетки мало по сравнению с эффектив-
ным сопротивлением коллектора, этот метод сводится к измерению
тока н имеет тс же недостатки, что и метод Шеффера. Если сопро-
тивление утечки сетки велико по сравнению с /?, то потенциал V
измеряется аналогично тому, как это делается методом Брюэра.
Каземир использовал различные значения сопротивления утечки
сетки для разных диапазонов чувствительности, но не привел значе-
ния /?. Его интересовали средние значения градиента потенциала
за длительные промежутки времени, поэтому он подавлял более
быстрые флуктуации включением большого конденсатора между
сеткой и землей. По замыслу автора прибор конструировался как
портативный.

Если бы можно было ток, проходящий через радиоактивный
коллектор, выразить в величинах градиента потенциала и скорости
ветра и доказать, что другие факторы не столь важны, то коллек-
тор был бы ценным прибором для измерения градиента потенци-
ала в условиях, когда нельзя получить хорошую изоляцию или
использовать более сложную аппаратуру. Попытка Грума и Чал-
мерса (1964) проделать такую работу не дала однозначных резуль-
татов, возможно, из-за появления на поверхности коллектора пле-
нок непостоянной толщины.

5.15. Ограничения применения радиоактивного коллектора.
Мюлейзен (1951) измерял потенциалы двух коллекторов, располо-
женных на расстоянии нескольких метров друг от друга, и обна-
ружил, что при определенных условиях на их показания может ока-
зывать значительное влияние ветер. При слабом ветре потенциалы
могут отличаться на 30%, если используются сильные радиоактив-
ные источники ионов. Ионы, образуемые источниками, могут вы-
зывать большие изменения градиента потенциала. Мюлейзен пред-
ложил меры, сводящие к минимуму это влияние, но его результаты
ясно показывают, что радиоактивный коллектор даже при хороших
условиях погоды не очень подходящий прибор для измерения гра-
диента потенциала. Кроме того, как указывалось выше, всегда име-
ется временной сдвиг момента изменения градиента потенциала
относительно полного проявления этого изменения на коллекторе.
Если вблизи коллектора расположена другая измерительная аппа-
ратура, ионы, образуемые коллектором, могут влиять на показа-
ния этой аппаратуры, причем это влияние будет зависеть от на-
правления ветра. Вихман (1952а) пришел к такому же выводу и,
кроме того, указал, что эффективное сопротивление радиоактив-
ного коллектора не постоянно, а имеет тенденцию к увеличению
с ростом градиента потенциала. Долезалек (1956) весьма подробно
изучал, какие условия являются наилучшими для получения удов-
летворительных результатов при помощи радиоактивного коллек-
тора.

Другим источником трудностей при использовании радиоактив-
ного коллектора является дождь, который может перенести на кол-
лектор свой собственный заряд и вызвать другие эффекты электри-
зации при падении и разбрызгивании капель. Капли дождя, падаю-
щие с коллектора, будут действовать точно так же, как в капель-
ном коллекторе, но капли, попадающие на него извне, будут давать
ложный эффект.

5.16. Пламенные и фитильные коллекторы. Использование
пламени в качестве выравнивателя потенциала было предложено
Вольта (1782). Такой коллектор действует одновременно как ка-
пельный, образуя частицы, которые, покидая коллектор, уносят
заряды, и как радиоактивный, ионизируя окружающий воздух.
Оказалось, что тлеющий фитиль, если его использовать вместо
пламени в качестве коллектора, дает лучшие результаты, так как
он горит дольше, не так легко гасится и производит меньше меха-
нических и электрических возмущений в окружающей среде. Под-
ходящие для этих целей фитили изготавливают из бумаги или
тесьмы, пропитанной насыщенным раствором нитрата свинца.

В ряде случаев фитильный коллектор имеет преимущества пе-
ред радиоактивным; так, например, он может быть легко изготов-
л,’ец и установлен в требуемом месте. Но он не может работать
в течение длительного времени, достаточного для проведения не-
прерывных записей, а его эффективная высота меняется по мере
его сгорания.

5.17. Пассивная антенна. Еще на заре развития науки об ат-
мосферном электричестве было известно, что потенциал введенного
в атмосферу зонда сравнивается с потенциалом окружающего воз-
духа вследствие нормальной атмосферной проводимости. Однако
этот процесс происходит слишком медленно, чтобы можно было
следить за быстрыми изменениями потенциала в атмосфере; его
НИНИПШНШ

постоянная времени, соответствующая проводимости атмосферы,
изменяется от 5 до 40 мин в зависимости от местности. Отсюда и
возникла необходимость в применении коллекторов для ускорения
процесса выравнивания потенциалов.

Однако использование современной техники позволяет обойтись
без описанных устройств. Крозье (1963) разработал систему, наз-
ванную «пассивной антенной», которая, не используя радиоактив-
ные или другие коллекторы, очень быстро приближает потенциал
зонда к потенциалу окружающего воздуха. Принцип действия
системы состоит, как и в методе Брюэра (1953) (см. рис. 14), в ис-
пользовании обратной связи для уменьшения эффективной входной
емкости до очень малых значений и входного усилителя с ничтожно
малым сеточным током и очень хорошей изоляцией. Малые токи,
обусловленные естественной ионизацией в атмосфере, оказываются
в этом случае достаточными, чтобы очень быстро сравнять потен-
циал зонда с потенциалом окружающего воздуха. Система при-
годна для использования только в сухую погоду, так как дождь
заряжает антенну и после его окончания заряд сохраняется в тече-
ние длительного времени. Долезалек (1963) указывал, что конвек-
тивные электрические токи могут действовать аналогичным обра-
зом.

Использование этой системы исключает какие-либо нарушения
условий в атмосфере, что неизбежно при использовании коллек-
торов.

5.18. Коэффициент редукции. Как указывалось выше, наличие
вблизи прибора для измерения градиента потенциала построек
значительно искажает силовые линии и не позволяет получить аб-
солютное значение градиента потенциала. Таким образом, непре-
рывные записи, полученные с помощью капельного или радиоактив-
ного коллектора, не дают абсолютных значений. Бенндорф (1900,
1906) проделал некоторые расчеты для того, чтобы определить
влияние находящихся по соседству проводников на силовые линии.
Но это возможно только для случая, когда проводники имеют очень
простую форму.

Для того чтобы использовать записи, сделанные с помощью
коллекторов, необходимо найти коэффициент редукции, или коэф-
фициент экспозиции, на который следует умножить значение гра-
диента потенциала, определенное с помощью коллектора, чтобы
получить его абсолютную величину, т. е. значение градиента потен-
циала, которое должно быть над совершенно плоской землей.

Бенндорф (1906) показал теоретически, что в том случае, когда
между двумя стойками высотой 1 м натянут провод шестиметро-
вой длины, эти стойки, даже если они проводят ток, изменяют
градиент потенциала в средней точке провода менее чем на 1%.
Если к средней точке прикреплен фитиль или другой коллектор, то
можно получить точное значение градиента потенциала, и если
поблизости нет объектов, искажающих силовые линии, то с помо-
щью одновременных измерений можно определить коэффициент
редукции для регистрирующего коллектора. Для измерения потен-
циала натянутого провода используются электростатические вольт-
метры или электрометры.

Чтобы определить коэффициент редукции для выбранного поло-
жения коллектора, необходимо одновременно снимать показания
с коллектора в данном месте и с системы с натянутой проволокой.
Не рекомендуется снимать показания в разные моменты времени,
так как градиент потенциала может измениться. Чем больше рас-
стояние между двумя коллекторами, тем меньше вероятность того,
что изменения градиента потенциала в двух точках будут соответ-
ствовать друт другу и, следовательно, тем больше будут флуктуа-
ции отдельных значений коэффициента редукции. Сравнить пока-
зания в двух положениях системы с натянутой проволокой или
определить влияние соседних объектов на нее можно путем пооче-
редного сопоставления отсчетов в каждом положении с показани-
ями фиксированного коллектора, предпочтительно дающего непре-
рывные записи.

Уотсон (1929) провел серию измерений в Кью, включающих
определение коэффициента редукции, и нашел, что коэффициент
редукции практически постоянен и лишь незначительно зависит от
величины градиента потенциала. Скрэйз (1934) рассматривал воз-
можность применения полученных для Кью значений коэффициента
редукции для различных измерений.

Арнольд, Пирс и Уотсон (1965) определили теоретически и экс-
периментально коэффициент редукции, обусловленный соседством
дерева.

Коэффициент редукции представляет собой отношение гради-
ента потенциала над совершенно плоской землей к градиенту
в точке измерения. Его можно рассматривать также, как отноше-
ние числа силовых линий, приходящихся на единицу площади, со-
ответственно в том и другом случаях. Если другие концы силовых
линий находятся на большом расстоянии, то очевидно, что коэффи-
циент редукции должен быть одним и тем же при различных зна-
чениях градиента потенциала, так как он определяется из геомет-
рического рассмотрения. Но если на малых высотах имеются объ-
емные заряды, на которых оканчиваются силовые линии, то легко
видеть, что коэффициент редукции не остается постоянным. Чтобы
привести достаточно яркий пример, предположим, что объемный
заряд на малых высотах отсутствует и градиент потенциала над
плоской землей равен Г. В другой, более экранированной области
измерений, измеряемый градиент равен 0,4т7, что соответствует
коэффициенту редукции 2,5. Далее предположим, что на малых вы-
сотах имеется однородный объемный заряд и градиент потенциала
над плоской землей стал равным 0,7Г. Это означает, что силовые
линии, соответствующие ОДЕ, перехвачены объемным зарядом.
Следовательно, если объемный заряд точно так же влияет на более
экранированную область, измеренный градиент потенциала дол-
жен составлять ОДЕ и коэффициент редукции оказывается равным
7,0 вместо 2,5. Этот довольно искусственный пример показывает
влияние, которое может оказывать объемный заряд на величину
коэффициента редукции, и подчеркивает желательность проведе-
ния измерения над плоской поверхностью с целью исключения ко-
эффициента редукции.

5.19. Измерения градиента потенциала с помощью тока с ост-
рия. Первые исследователи атмосферного электричества исполь-
зовали острия для накопления зарядов, полагаясь на то, что ток
с острия обеспечит выравнивание потенциала. Последнее время
токи с острия, соединенного с землей, были использованы для
измерения градиента потенциала. В целом вопрос о токе с острия
будет рассмотрен в главе 9. Если говорить о действии тока с ост-
рия как выравнивателя, то можно сказать, что острие, на котором
происходит разряд, производит ионы и, таким образом, действует
подобно радиоактивному коллектору. Однако, если острие изоли-
ровано, то по мере сближения значений его потенциала и потен-
циала окружающего воздуха образование ионов замедляется и при
разности потенциалов около 7 • 103 В прекращается совсем. Таким
образом, острие никогда не принимает потенциала окружающей
среды и, следовательно, не может дать столь удовлетворительные
результаты, как коллекторы других типов. Кроме того, ионы, воз-
никающие в процессе разряда с острия, сами оказывают влияние
на окружающий воздух (см. § 5.68).

Ток, протекающий через острие, соединенное с землей, можно
измерить. Если найти соотношение между током и градиентом по-
тенциала, то можно определить градиент потенциала. Первые ис-
следователи пользовались эмпирической формулой Уиппла и
Скрэйза (1936): 1 = а(Р2 — Л42), где 1 — ток с острия, Р— градиент
потенциала у земли, а и М — константы. Последние работы пока-
зали, что эта формула несправедлива и что необходимо учитывать
также скорость ветра (см. § 9.16).

В альтиэлектрографе (§ 9.20) использовались токи с острия
для измерения градиента потенциала над облаками, в облаках и
под ними. Однако вызывает сомнение методика калибровки при-
боров (см. § 9.21).

5.20. Измерение индуцированного заряда. Поверхностная
плотность индуцированного заряда на поверхности земли пропор-
циональна градиенту потенциала на ее поверхности: Р=—о/го.
Осуществить непрерывную запись градиента потенциала путем
непосредственных измерений индуцированного (связанного) заряда
нельзя, так как измерить связанный заряд можно лишь, «освобо-
див» его. Это нелегко делать непрерывно, а возможно лишь через
определенные интервалы времени в большинстве случаев путем
установления заземленного экрана над исследуемым участком по-
верхности.

С помощью этого метода измеряют число силовых линий, окан-
чивающихся на поверхности, над которой устанавливается зазем-
ленная пластина, и получают то же самое значение градиента по-
тенциала, что и при измерении разности потенциалов между точ-
ками, расположенными на различных высотах, при условии, что нет
значительного объемного заряда в рассматриваемой области.
При таких измерениях необходимо изолировать часть поверх-
ности земли или заменить ее измерительной пластиной и, соответ-
ствующим образом изолировав, соединить с каким-либо измери-
тельным прибором. Для того чтобы прибор не нарушал измеряемое
поле, потенциал этой поверхности должен поддерживаться равным

потенциалу земли.

Приборы, которые используют индуцированный заряд, будут
рассмотрены ниже (§ 5.24).

5.21. Универсальный портативный электрометр. Вильсон

(1906) использовал прибор, который он назвал «универсальный

портативный электрометр», для изучения индуцированного заряда
и тока между воздухом и землей. Схема прибора показана на
рис. 15. Он состоит из круглой плоской пла-
п стинки Р и охранного кольца Р, окружаю-

Рис. 15. Универсальный
портативный электро-
метр.

щего ее, которые, насколько возможно, уста-
навливаются в плоскости, совпадающей с по-
верхностью земли. Таким образом, осталь-
ная часть прибора должна быть размещена
под землей. Е— электрометр, располагаю-
щийся вне корпуса (на рисунке не по-
казан), в котором находится весь прибор.
С — цилиндрический конденсатор под на-
званием «компенсатор», обкладка которого
может смещаться так, что оказывается воз-
можным изменять длину стержня П введен-
ного внутрь С. При проведении измере-

ний заземленный экран помещается над пластиной Р, электро-
метр заземляется и отмечается его нулевое показание. Затем экран

сдвигается и при нормальном положительном градиенте потенци-
ала на пластине Р наводится отрицательный заряд. Соответствую-
щий положительный заряд переходит на электрометр, на котором
в силу этого отмечается отклонение. Если теперь электрод С вво-
дить внутрь, на П будет наводиться положительный заряд (так как
С заряжен отрицательно от батареи В) и можно выбрать такое
положение С, когда на электрометре не останется заряда, при
этом положительный заряд на 2) точно уравновесит отрицательный
заряд на Р. Если конденсатор прокалибровать, то величина смеще-
ния С будет являться мерой заряда, индуцированного на Р, и,
следовательно, градиента потенциала.

При изменениях градиента потенциала, нужно переместить ком-
пенсатор так, чтобы электрометр остался практически в нулевом
положении. Затем через некоторое время экран С? можно вернуть
на место и снова установить компенсатор в положение, при кото-
ром электрометр дает нулевое отклонение. Разность между отсче-
тами при начальном и конечном положениях компенсатора позво-
ляет измерить заряд, накопившийся за время экспозиции, и, следо-
вательно ток атмосфера—земля.

Очень часто не представляется возможным поместить прибор
ниже уровня земли и его устанавливают на треножник, что приво-
дит к искажению электрического поля. Величину этого искажения
можно учесть через коэффициент редукции, значение которого
получил Уотсон (1929). Уотсон провел также тщательное сравне-
ние значений градиента потенциала, полученных с помощью уни-
версального портативного электрометра в яме и фитильного вырав-
нивателя на натянутой проволоке, и пришел к заключению, что
в пределах ошибок измерений они совпадают. Уотсон производил
отсчет по схеме, несколько отличающейся от предложенной Виль-

соном, использовав величину отклонения электрометра, не переме-
щая компенсатора. Тем самым он избежал необходимости предпо-
лагать, что напряжение батареи В сохраняется постоянным, и про-
изводить калибровку компенсатора. С другой стороны, в этом

случае измерительная пластина не сохра-
няет потенциал земли, и в силу этого не-
сколько искажает электрическое поле. Но-
лан и Нолан (1937) осуществляли компен-
сацию не смещением С, а изменением
потенциала батареи В.

Можно заметить, что нелегко приспосо-
бить прибор в его первоначальном виде для
непрерывных отсчетов и записей градиента
потенциала, так как необходимо переме-
щать компенсатор, и, кроме того, градиент

Рис. 16. Капиллярный
электрометр.

потенциала можно измерять только при введении и выведении
экрана. Для этих целей можно использовать сервомеханизмы,
однако подобные попытки до сих пор, по-видимому, не были сде-
ланы.

5.22. Капиллярный электрометр. Вильсон (1916) приспособил
универсальный портативный электрометр для непрерывных изме-
рений тока, заменив компенсатор и электрометр капиллярным
электрометром. Последний состоит из маленького пузырька серной
кислоты, заключенного между столбиками ртути в горизонтальной
капиллярной трубочке (рис. 16). Если один столбик ртути соединен
с измерительной пластиной, а второй — с землей, то любой заряд,
движущийся от пластины к земле, проходит через электрометр и
заставляет пузырек смещаться. Механизм действия капиллярного
электрометра, вероятно, состоит в следующем. Имеется тонкий
слой из кислоты, окруженный ртутью, и он несет определенный
заряд, приходящийся на единицу площади двойного тонкого слоя
ртуть—кислота. Любой дополнительный заряд, проходящий через
границу раздела, может накапливаться на ней только в том случае,
если граница раздела увеличивается, что может обеспечиваться
движением пузырька. Увеличение заряда двойного слоя с одной
стороны пузырька кислоты сопровождается уменьшением заряда
двойного слоя с другой стороны, что приводит, таким образом,
к передаче заряда через электрометр на землю.

Наиболее важная характерная особенность капиллярного элек-
трометра состоит в том, что он обеспечивает автоматическое вы-
равнивание потенциала измерительной пластины до потенциала
земли, и в то же самое время позволяет проводить запись прохо-

дящих зарядов.

5.23. Электронный метод измерения индуцированного заряда.

Вместо электрометра для измерения зарядов, проходящих через

измерительную пластину в тот момент, когда она экранируется,
Чалмерс (1952а) использовал простую электронную схему. Изме-
рительная пластина соединяется прямо с сеткой триода, и измене-
ние потенциала приводит к появлению импульса, который прохо-
дит через конденсатор, включенный между анодом и катодом. Для
регистрации этого импульса можно воспользоваться грубым мало-
чувствительным гальванометром. Размеры измерительной пла-
стины, необходимой для та-
ких измерений, очень малы,
и в целом весь прибор мож-
но сделать переносным.

Из схемы прибора, при-
веденной на рис. 17, видно,
что если на сетку попадает
заряд СА то через галь-

Рис. 17. Электронная схема для измере-
ния индуцированного заряда.

ванометр
СрД

проходит заряд
(2, где р — ко-

эффициент усиления, аЯа —
внутреннее сопротивление
триода при условии, что
сеточное сопротивление

достаточно велико, чтобы не произошло утечки заряда в тот
момент, когда он попадает на сетку. Так как рано или поздно
произойдет утечка заряда С,), это равносильно тому, что в обрат-
ном направлении пройдет равный по величине, но противополож-
ный по знаку заряд. Однако, если утечка заряда 0 происходит
медленно, она не влияет на начальное показание гальванометра.
Сеточное сопротивление не вошло непосредственно в выражение
для тока гальванометра, однако оно вместе с К определяет ско-
рость утечки заряда и, следовательно, должно выбираться боль-
шим. Если площадь пластин равна А, то

<2=-^,

где Р — градиент потенциала.

Следовательно, скачок тока, проходящего через гальванометр,
когда пластина закрывается или открывается, пропорционален
градиенту потенциала.

5.24. Динамические приборы для измерения напряженности
поля. «Прибором для измерения напряженности поля» можно на-
зывать любой прибор, предназначенный для непрерывного измере-
ния градиента потенциала у земли по индуцированному заряду.
Для того чтобы получить непрерывный сигнал с использованием
индуцированного заряда, необходимо периодически экранировать
проводник от поля и экспонировать его в поле. Согласно тому, как
это осуществляется, приборы для измерения поля можно раз-
бить на четыре группы. Почти каждый, кто работал в этой
области и изобретал свой собственный тип прибора, давал ему
различные названия. Поэтому, для того чтобы выделить четыре
группы приборов, воспользуемся некоторыми из названий, которые
были даны им прежде, однако не всегда при описании прибора
будет употребляться то название, которое дал ему его автор.

Первая группа приборов для измерения электрического поля
создает выходной сигнал переменного тока. В другой группе вы-
ходной сигнал представляет собой постоянный пульсирующий ток.

Первую группу приборов мы назовем «электростатическими
флюксметрами».1 В этих приборах либо заземленный экран попе-
ременно экспонирует и экранирует проводник, соединенный с зем-
лей через измерительный прибор, либо экран закреплен, а провод-
ник перемещается относительно него, попеременно открываясь и
закрываясь. В некоторых случаях используется несколько провод-
ников, следующих один за другим, в течение времени экспозиции.
В электростатических флюксметрах проводник соединен с землей,
когда он открыт, в другой группе приборов измерительный про-
водник присоединен к земле во время экспозиции в поле и к изме-
рительной аппаратуре при экранировании.

В устройствах, которые мы будем называть «индукционными
вольтметрами», экран движется, а проводник остается неподвиж-
ным. В «агриметрах», наоборот, проводник (или набор проводни-
ков) движется, а экран закреплен.

Эти приборы используются не только для исследований атмо-
сферного электричества, но и для измерения высоковольтных на-
пряжений. При этом они имеют то преимущество, что не потреб-
ляют ток от высоковольтной аппаратуры и не создают благоприят-
ных условий для образования пробоя.

5.25. Электростатические флюксметры I. В электростатичес-
ких флюксметрах, как мы условились их называть, имеется непод-
вижная измерительная пластина, которая попеременно экспониру-
ется и экранируется от силовых линий земного поля движущимся
заземленным экраном. Пластина соединена с землей через сопро-
тивление и емкость, включенные параллельно. Протекающий через
них переменный ток усиливается обычно усилителем, настроенным
на частоту перемещения экрана, а затем выпрямляется и измеря-
ется. Во многих случаях нужно принимать специальные меры,
чтобы определить знак градиента потенциала (см. § 5.27).

Первым прибором этого типа был, по-видимому, прибор Хар-
нуэлла и Ван-Воориса (1933). Это был один из вариантов сущест-
вовавших тогда электростатических флюксметров (см. § 5.26),
однако он не нуждался в применении коммутатора. Прибор со-
стоял из измерительной неподвижной круглой пластины, над

1 В оригинале используется термин «полевые мельницы» (ПеИ пп'Ш).—•
Прим. ред.
которой была закреплена другая пластина, состоящая из двух 90-гра-
дусных секторов круга. Между этими пластинами был помешен
«ротор», соединенный с землей и также состоящий из двух 90-гра-
дусных секторов. Ротор вращался в горизонтальной плоскости
с постоянной скоростью так, что, когда секторы ротора оказыва-
лись под секторами верхней пластины, измерительная пластина
частично открывалась и подвергалась действию поля. В промежут-

Рнс. 18. Электростатический
флюксметр.

а — разрез, б — вид сверху; 1 — за-
крепленные лопасти, 2 — изолятор,
3 — усилитель, 4 — закрепленные
пластннкн, 5 и 8 — движущиеся ло-
пасти, 6 — коммутатор или опорный
генератор, 7 — мотор.

ках между этими моментами она пол-
ностью экранировалась. Таким обра-
зом, возникал переменный ток в цепи,
соединяющий контрольную пластину
с землей. В приборе простейшей фор-
мы верхние секторы могут быть свя-
заны с землей, но Харнуэлл и Ван-
Воорис прикладывали потенциал
к верхним секторам, подбирая его
таким образом, чтобы ток на выходе
прибора был равен нулю. В этом слу-
чае поле па поверхности измеритель-
ной пластины должно быть однород-
ным и складываться частично из
внешнего поля и частично из поля, об-
разуемого потенциалом на верхних
секторах. Используя то, что, по суще-
ству, было отрицательной обратной
связью, Харнуэлл и Ван-Воорис утвер-
ждали, что им удалось регулировать
потенциал на верхних секторах элек-
тронным способом, но так как не было
метода для определения знака сигнала
на выходе прибора, трудно понять, ка-
ким образом они могли выбрать знак
потенциала на секторах. Однако, по-
скольку им был известен знак градиен-
та потенциала, не было необходимости
определять знак сигнала на выходе
прибора. Подобный прибор, но с уче-
том знака сигнала, как показано в

§ 5.27, был применен Адамсоном (1958).
Одним из преимуществ схемы с отрицательной обратной связью
является то, что она обладает большим динамическим диапазоном,

в котором выходное напряжение прибора линейно.

Устройство, подобное прибору Харнуэлла и Ван-Воориса, но
с заземленной или имеющей другой фиксированный потенциал
верхней пластиной, было использовано Людером (1943). Однако
другие исследователи предпочитали более простое устройство, со-
стоящее из ряда равных секторов круга (часто из четырех 45-гра-
дусных секторов) с ротором, совпадающим по форме с верхней
пластиной. Оно было использовано Трампом, Сэффордом и Ван
де Граафом (1940), Вадделем (1948), Кларком (1949), Килин-
ским (1950), Кроссом (1953), Мейплсоном и Витлоком (1955) идру-
гими. Выходное напряжение прибора приблизительно имеет тре-
угольную форму. Теория электростатического флюксметра этого
типа обсуждалась в деталях Далем (1951) и Мейплсоном и Витло-
ком (1955) Г

Для того чтобы получить на выходе синусоидальный сигнал,
Ван-Атта и др. (1936), Ранге и Аккарди (1952) придавали пластине
и ротору специальную форму. Мекки (1937) использовал часо-
вой механизм, чтобы перемещать заземленный экран над измери-
тельной пластиной через регулярные промежутки времени. Малан
и Шонланд (1950), Мейплсон и Витлок (1955) использовали в ка-
честве измерительной пластины набор металлических кружочков,
расположенных по кругу, и вращающуюся над ними пластину с со-
ответствующими отверстиями.

Электростатические флюксметры обычного типа не могут при-
меняться для измерения очень быстрых изменений градиента по-
тенциала, так как измерительная пластина экранируется в тече-
ние половины времени каждого цикла. Чтобы избежать этого, Смит
(1954) разделил измерительную пластину на два ряда секторов,
которые экранируются попеременно. Используя схему сложения
пульсирующих напряжений, он сложил два выходных напряже-
ния и, таким образом, получил в результате прибор, который мог
непрерывно работать и позволял записывать очень быстрые изме-
нения градиента потенциала.

Теорию электростатического флюксметра как с треугольным,
так и с синусоидальным выходным напряжением рассматривали
Мейплсон и Витлок (1955), при этом особое внимание они обра-
тили на выбор отдельных элементов схемы и на устранение влия-
ния токов, обусловленных дождем и т. п.

Такеути, Ишикава и Такачи (1958) сообщали о необъяснимых
расхождениях в показаниях, получаемых с помощью электростати-
ческого флюксметра при измерениях искусственно созданных и
естественных градиентов потенциала.

5.26. Электростатические флюксметры II. В рассматриваемых
в этом параграфе электростатических флюксметрах измерительная
пластина движется, а не закреплена, как в рассмотренных ранее.
Измерительная пластина соединена с землей или со второй изме-
рительной пластиной, и протекающий через нее ток усиливается
и измеряется.

Первым прибором этого типа был, по-видимому, прибор Мат-
тиаса (1926), в котором использовались две контрольные пластины,
образованные двумя половинами цилиндра, разрезанного вдоль
диаметральной плоскости. Цилиндр вращается вокруг осп, распо-
ложенной в горизонтальной плоскости, перпендикулярно градиенту

1 Теория этих приборов дана И. Имянитовым (ЖТФ № 19, 1948, с. 1020). —
Прим. ред.
потенциала. Заряд, индуцируемый на каждой половине цилиндра,
изменяется во времени по синусоидальному закону; причем на
каждой половине цилиндра эти изменения сдвинуты по фазе на
180° относительно друг друга. Если два цилиндра соединены между
собой, между ними протекает синусоидальный ток, который усили-
вают и измеряют. Этот же способ измерения был использован Кирк-
патриком и Мияки (1932), Киркпатриком (1932), Хендерсоном,
Госсом и Роузом (1935), Шукардом (1935), Фельденкрайсом
(1937), Нойбертом (1938) и Каземиром (1944).

К первым приборам этого типа можно причислить и прибор
Ганна (1932). Хотя опубликованное описание относится к элек-
трометру для измерения заряда, прибор, основанный на том же ме-
тоде, можно применить для измерения градиента потенциала.

Голке и Нойберт (1940) меняли экспозицию измерительной
пластины путем перемещения ее вверх и вниз под соответствую-
щим отверстием в плоской заземленной пластине и затем (1942)
использовали измерительную пластину, которая состояла из па-
раллельных полос; эти полосы перемещались в горизонталь-
ном направлении под заземленной пластиной с аналогичными
щелями.

Ганн (1954а) использовал измерительную пластину, представ-
ляющую собой кольцо на конце стержня; пластина вращалась
в вертикальной плоскости, причем нижняя половина пути стержня
при его перемещении лежала в заземленном корпусе.

Теория, на которой основан прибор такого рода, рассматрива-
лась Шукардом (1935).

Каземир (1964) утверждал, что влияние контактного потенци-
ала на результаты измерения гораздо меньше при использовании
движущихся измерительных пластин, чем при использовании дви-
жущихся экранов.

5.27. Определение знака градиента потенциала. Электроста-
тический флюксметр простейшей формы дает на выходе перемен-
ный ток, пропорциональный величине градиента потенциала, но
не указывает его знак.

Некоторые из упомянутых исследователей или не интересова-
лись знаком градиента потенциала (например, Мекки, 1937; Лю-
дер, 1943) или узнавали его иным методом (например, Маттиас,
1926; Ван Атта и др., 1936).

Один из методов определения знака градиента потенциала за-
ключается в том, что выходной переменный ток выпрямляется
с помощью механического коммутатора, работающего синхронно
с частотой выходного тока, что обычно достигается, если коммута-
тор приводится в движение валом, соединенным с движущимися
частями электростатического флюксметра; этот метод использовали
Киркпатрик и Мияки (1932), Киркпатрик (1932), Хендерсон, Госс
и Роуз (1935), Шукард (1935), Фельденкрайс (1937), Виддель
(1948), Кларк (1949), Кросс (1953) и Адамсон (1958). Недостат-
ком приборов, использующих этот метод, является то, что сигнал
из генератора нужно подавать на усилитель, возвращать на ком-
мутатор и снова подавать на измерительный прибор, что может'
оказаться сложно?! проблемой, если генератор расположен на не-
котором расстоянии от усилителя.

С помощью вспомогательного генератора, частота которого
синхронизована с частотой выходного тока, нулевые показания
прибора можно отрегулировать таким образом, что выходной ток
будет иметь всегда один и тот же знак, например, положительный
при одном направлении поля и отрицательный при другом. Этот
метод определения знака сигнала использовали Ранге (1942), Ки-
линский (1950) и Аккарди (1952). В своем приборе Ранге опреде-
лял выходной ток, получаемый с помощью дпнамомашины, меха-
нически связанной с электростатическим флюксметром, при этом
нулевые показания устанавливались при закорачивании выхода
электростатического флюксметра.

Малан и Шонланд (1950) использовали прибор, неподвижная
часть которого представляла собой 18 основных штифтов, располо-
женных по окружности, и два дополнительных штифта. Последние
штифты находились к оси вращения ближе, чем основные, и рас-
полагались на диаметрально?! прямой, проходяще?! через два основ-
ных штифта. На движущемся экране были сделаны соответствую-
щие отверстия, в результате чего каждый 9-?! импульс получался-
большим по амплитуде, чем остальные. Малан и Шонланд пода-
вали выходной сигнал на катодно-лучево?! осциллограф и, таким
образом, определяли, наблюдается ли больше?! импульс в максиму-
мах или минимумах кривой тока, и тем самым определяли знак
градиента потенциала. Коллин (1962) использовал электростати-
ческий флюксметр с заземленным ротором; с интервалами в */г мин
к ротору прикладывался положительны?! потенциал, который да-
вал увеличение выходного сигнала от электростатического флюкс-
метра при положительном градиенте потенциала; направление им-
пульса выпрямленного выходного тока указывало на знак гради-
ента потенциала.

Вместо^ механического коммутатора или простого электрон-
ного выпрямителя для получения выходного постоянного тока
можно использовать фазовы?! детектор, опорное напряжение кото-
рого синхронизировано с выходным напряжением электростатичес-
кого генератора. Впервые такая схема применялась, по-видимому,
Смитом (1951а), в приборе которого экран электростатического-
флюксметра приводился в движение с помощью синхронного мо-
тора, включенного в сеть переменного тока с частотой 50 Гц. Смит
получал опорное напряжение с помощью формирования прямо-
угольных импульсов из сетевого напряжения с последующим их
дифференцированием. Мейплсон и Витлок (1955) использовали
фазовые детекторы, при этом опорное напряжение было получено
от генераторов, механически связанных с электростатическими ге-
нераторами. Кросс (1953), Ганн (1954) и Имянитов и др. (1956)
также использовали фазовые детекторы; Смит (1954) использовал
схему фиксации уровня, которая в принципе аналогична фазовому
детектору.
Ишикава (1961) использовал другую схему; на одном валу
с ротором электростатического флюксметра он поместил экран
с тем же числом прорезей, что и у измерительной пластины; таким
образом, лампа, помещенная вблизи экрана, давала пульсирующий
свет синхронно с частотой выходного напряжения электростатичес-
кого генератора. Свет от лампы попадал на фотоэлемент, выход-
ной сигнал которого управлял работой ключа, срезающего поло-
вину каждого периода.

5.28. Индукционный вольтметр. В электростатических флюкс-
метрах измерительная пластина постоянно соединена с измеритель-
ным прибором; в индукционном вольтметре и агриметре измери-
тельная пластина соединена с землей, когда она экспонируется
в поле и с измерительным прибором, когда она экранируется.
Измерительным прибором может служить либо чувствительный
гальванометр, который регистрирует постоянный ток, либо элек-
трометр, который заряжается при последовательном включении
контактов. В индукционном вольтметре измерительная пластина
закреплена, а экран двигается, в то время как в агриметре дви-
жется пластина.

Индукционный вольтметр был впервые описан Рейнольдом и
Нейлом (1955), использовался Воннегатом и Муром (19585).
Экран движется над закрепленной пластиной. В соответствующие
моменты времени одно и то же устройство соединяет пластину
с измерительным прибором и землей.

5.29. Агриметр. Прибор такого типа был описан впервые Рус-
сельтведтом (1925) и можно почти с уверенностью утверждать, что
именно Руссельтведт создал электростатический флюксметр для
непрерывной записи, который использовался еще в 1909 г.

В агриметре измерительная пластина движется по цилиндричес-
кой поверхности вокруг горизонтальной оси; в верхнем положении
она подвергается действию поля и заземляется. В нижнем положе-
нии, когда пластина экранирована, она соединяется с электромет-
ром, который принимает наведенный в верхнем положении заряд.

Воркман и Хольтцер (1939) использовали прибор, основанный
на том же принципе. В приборе имеется ряд горизонтальных ло-
пастей, вращающихся вокруг вертикальной оси и проходящих под
отверстием в экране; когда лопасть находится под отверстием,
она соединяется с землей, а затем, когда она экранируется, —
с электрометром. Чалмерс (1953е) основывался на методе гори-
зонтальной оси Руссельтведта. Он использовал шесть пластин и,
вместо присоединения их к электрометру, подавал выходной сиг-
нал на гальванометр; каждая пластина несла на себе небольшой
заряд. При очень быстром вращении появлялся прерывистый ток,
который можно рассматривать как постоянный. Гото (1952), Ганн
(1954а) и Воннегат и Мур (19585) описали приборы, работающие
на том же принципе.

Воннегат, Мур и Харрис (1961) увеличили чувствительность
агриметра, используемого для измерения градиента потенциала,
заменив измерения тока измерением потенциала путем добавления
изолированной «клетки Фарадея», через которую проходит пла-
стина и на которую она разряжается. Как и в генераторе Ван де
Граафа, весь заряд на пластине может перейти к клетке, незави-
симо от потенциала, приобретенного этой клеткой. В приборе,
используемом Воннегатом, Муром и Харрисом, несовершенное
экранирование ограничивало величину потенциала, приобретенного-
кДеткой, но тем не менее он был в 25 раз больше потенциала
пластины.

5.30. Теория действия агриметра. Принцип действия всех ви-
дов электростатических флюксметров сходен. Здесь приводится
описание работы агриметра потому, что при последовательных им-

пульсах анализ его работы
прост, а также потому, что
этот прибор позволяет ис-
пользовать два разных спо-
соба регистрации выходного
сигнала.

Если измерительная пла-
стина площадью А м2 экс-
понирована в поле с гради-
ентом потенциала Р В/м, то
индуцированный заряд со-
ставляет С=ГЛео.

Пусть С — емкость самой
пластины, когда она соеди-
нена с коллектором, а —
емкость коллектора. При
этом кабель соединен с кол-
лектором и каким-либо дру-
гим регистрирующим прибо-
ром. Р — сопротивление между

Рис. 19. Агрпметр (Чалмерс, 1953).

коллектором и землей.

После того как измерительная пластина приобретает заряд
в положении полной экспозиции, контакт с пластиной размыкается
на время Т3, а затем замыкается с коллектором на время Л. Пред-
полагается, что утечка заряда с пластины за время Т3 отсутствует.

Если на системе коллектора есть заряд Р в начале времени Л,
то теперь и на коллекторе и на пластине будет заряд (Р + ф), при
этом емкость (С + П) разряжается через сопротивление Р за.
время

Спустя время Л оставшийся заряд составляет

(Р+С) ехр [

]=(Р+С)а,

(С + Р)Р

если

ехр [—

(С + Р)Р

— а.

Часть заряда П/(С + П) остается в системе, а остальная часть-
движется вместе с пластиной. Если 7’2— время, за которое1
«осуществится контакт со второй пластинкой, то заряд, сохраняю-
щийся на системе коллектора, утекает за время Т2, в результате
чего получим

(С + ©) $) а ехР ( ) = (С + П)

•если ехр (—Т2/РР) =₽.

Обозначим это выражение через Р+ 8Р.

За время Л и Т2 заряды, которые протекли через Р, будут соот-
ветственно

(Р+<2)(1-а) п 7^2-5Г(Р+с)а(1-р).

Таким образом, средний ток / может быть представлен как

/(Г1+7>=(Р+Р)(1-а+ «(!-?)).

Если градиент потенциала постоянный, то С? будет постоянным,
а Р должно достичь постоянной величины, и, следовательно, 6Р
-будет равно нулю.

Это дает выражение

-(сТЖ(Р+р)ар=Р’

из чего следует, что

ад+г2)=$(1

Ся

С -|- © — ©яр

Средний потенциал на сопротивлении Р будет

У=//?=

С)Р

(Л+ г2)

Са

С 4- © — ©яр

Если сопротивление Р мало, то Т1/(С + Р)Р и Т^РР увеличи-
ваются, аир уменьшаются и получаем

г <?

0 (Т,-!-^) •

С другой стороны, если Р большое, так что Р/(С + Р)Р и
Т2]РР малы, имеем: а=1 — Т\/(С + Р)Р и $ = 1 — Т2/Ьр.

Далее, если С мало по сравнению с ©, то

* (СР 4- Р 4- Г2)

]/ —______РР_______

Л (С/г+г,+ г2) •

Когда Р очень велико, так что СР^> (Т1 + Т2),

V =-
Полученные значения /0 и Уоо соответствуют результатам, полу -
ченным с помощью агриметра для тока и выходного напряжения
соответственно.

Можно отметить, что в данном методе величина выходного тока
не зависит от качества изоляции в аппаратуре; если утечка тока
на землю имеет большое сопротивление по сравнению с сопротив-
лением гальванометра, то никаких трудностей не возникает; с дру-
гой стороны, потенциал выходного напряжения не зависит от
утечки тока только в том случае, когда Я по-прежнему больше, чем
(Т1+Т2) /С, что в агриметре Дураема составляет около 2Х108 Ом.
Результаты для выходного тока зависят от постоянства частоты
вращения, но эта величина не входит в выражение для потенциала
выходного напряжения.

Можно также определить скорость изменения выходного напря
жения в зависимости от изменений градиента потенциала.

Имеем

Р+*Р—(сТоГ<₽+«)-

Здесь бР есть изменение Р за время (Л + Гг), так что для пе-
риодов времени, продолжительных по сравнению с (71 +7г),

Таким образом,

<1Р । гр, р ©ар 1 । р ©ар

+ (С 4-©) ’(© + ©) •

Когда Р довольно большое, можно использовать предыдущие
приближения для а и р и при С<С7)

-^(71+ Г2)= - Д + Г2) -ш

которое решается следующим образом:

<?©/? /. _ -(С©+п + т2)/ \

' СР + т\ + Т2 V ©Р ( 7! + Т2) ) ’

если Р=0 при / = 0, при этом постоянная времени равна
РР(71 + 72)/(СР+71 + 72).

При большом Р получаем (Р>/С) (Т1 + Т2), где меньшие значе-
ния будут соответствовать меньшим Р.

Практически, если выходной ток пропускать через высокочув-
ствительный гальванометр или электрометр, то быстродействие
устройства зависит скорее от быстродействия регистрирующего
прибора, чем самого агриметра.

5.31. Калибровка электростатических флюксметров и коэффи-
циент редукции для них. Радиоактивный коллектор или коллектор
другого типа в простейшем случае дает потенциал, который ра-
вен потенциалу окружающей атмосферы, поэтому не требуется
никакой иной калибровки, кроме калибровки инструмента, с по-
мощью которого измеряется потенциал. По величине потенциала
можно получить градиент потенциала и в случае необходимости
ввести коэффициент редукции.

Однако в электростатических флюксметрах любого типа потен-
циал на выходе зависит от величины коэффициента усиления или
(в случае агриметра) от других электрических констант, в связи
с чем их необходимо калибровать. Если прибор можно поместить
так, чтоб его приемное отверстие лежало на уровне поверхности
земли, в то время как остальная часть прибора находилась бы в яме
ниже уровня земли, то достаточно установить большую горизон-
тальную пластину над прибором и создавать на ней различные по-
тенциалы относительно земли, иногда лучше установить еще вторую
горизонтальную пластину (с отверстием соответствующего раз-
мера), так, чтобы она находилась на земле. Это дает возможность
выполнить прямую калибровку прибора. Если измерения прово-
дятся на большой территории с плоской поверхностью, то нет не-
обходимости учитывать коэффициент редукции.

Если прибор для измерения поля будет ставиться на подставку
или переворачиваться или если его будут использовать в условиях,
где существуют какие-либо искажения эквипотенциальных линий,
то коэффициент редукции необходимо учитывать. Это можно сде-
лать с помощью системы натянутых проводов, как об этом говори-
лось в § 5.18, но, лучше, как уже упоминалось выше, поместить
прибор для измерения поля в яму. Процедура эксперимента за-
ключается в следующем: прибор для измерения электрического
поля, помещенный в яме, сперва калибруется так, как это уже
описывалось. Затем в рабочее положение устанавливается прибор,
для которого необходимо учитывать коэффициент редукции, и
одновременно снимаются показания с этого прибора и с прибора,
находящегося в яме, при этом горизонтальная пластина для соз-
дания поля, конечно, снимается. Желательно, чтобы эти измерения
проводились в условиях хорошей погоды, причем градиент потен-
циала должен быть достаточно большим.

Если электрический флюксметр используется для измерений
градиента потенциала более высокого, чем тот, который может
быть применен для калибровки, то можно сделать «относительную
калибровку». Изолированная пластина помещается параллельно
отверстию прибора и близко к нему, и между ней и крышкой при-
-бора, имеющей потенциал земли, прикладываются различные
потенциалы; более низкие значения потенциала будут давать выход-
ное напряжение, соответствующее калибровке с помощью вышеопи-
санного метода. Таким образом, становится известно, что приложен-
ный градиент потенциала пропорционален потенциалу пластины;
следовательно, диапазон калибровки может быть расширен.

При калибровках с пластинами для уменьшения влияния кон-
тактных потенциалов требуется увеличивать как расстояние между
пластинами, так и приложенный потенциал, однако увеличивать это
расстояние (значительно) нельзя, так как важно, чтобы силовые
линии оставались совершенно вертикальными; чем большего раз-
мера используется пластина, тем дальше она может быть удалена
от прибора, не вызывая искажений.

5.32. Двойной электростатический флюксметр. Обычный элек-
тростатический флюксметр не может быть использован для изме-
рения градиента потенциала в точке, расположенной над земной
поверхностью, поскольку заряд на экспонированной части провод-
ника зависит как от внешнего градиента потенциала, так и от
разности потенциалов между проводником и средой.

Но если используются два электростатических флюксметра,
подключенные к проводнику симметрично по отношению к гори-
зонтальной плоскости, то сумма зарядов и, следовательно, сумма
выходных напряжений приборов, будут пропорциональны разнице
между потенциалами корпуса прибора и окружающей среды; раз-
ность выходных напряжений будет пропорциональна действитель-
ному градиенту потенциала, независимо от величины потенциала
прибора. Прибор, основанный на этом принципе, был описан Де-
моном (1953), причем прибор имел потенциал земли.

Теория, на которой основаны описанные выше приборы, удов-
летворительно описывает изолированные системы; приборы исполь-
зуются для измерений на самолетах (см. § 5.38), но следует иметь
в виду, что они могут вносить искажение в распределение силовых
линий.

В том случае, когда имеются другие устройства, расположенные
близко, или существуют пространственные заряды или другие
факторы, действующие аналогичным образом, искажения могут
быть значительными. Для того чтобы этого избежать Смидди и
Чалмерс (1958) использовали сумму выходных напряжений и та-
ким образом приводили в движение сервомеханизм, посредством
которого эта сумма уменьшалась до нуля. Потенциал прибора
уравнивался с потенциалом окружающей среды и поддерживался
равным ему; это сводило ошибки измерений к минимуму. Двойной
электростатический флюксметр, таким образом, работал как кол-
лектор, приобретая потенциал окружающего пространства, в то же
время напряжение на другой половине прибора давало значение
градиента потенциала.

Джонс, Меддевер и Сандерс (1959а) использовали двойной
электростатический флюксметр, прикрепленный к радиозонду;
разность напряжений на выходе прибора давала градиент потен-
циала практически не зависящий от действительного потенциала
прибора.

Форд (1958) описал очень простой прибор с аналогичными
свойствами. Для измерения вертикального градиента потенциала
измерительная пластина устанавливалась в вертикальной плоско-
сти, параллельно ей была расположена крышка, которая враща-
лась вокруг горизонтальной оси; вблизи края крышки было проре-
зано отверстие и крышка была уравновешена соответствующим
грузом. Так как через отверстие подвергались экспозиции различ-
ные части пластины, последняя приобретала заряд, вариация
«которого зависела от величины вертикальной компоненты гра-
диента потенциала, в то время как заряд, соответствующий гори-
зонтальной компоненте градиента, направленной перпендикулярно
к пластине, оставался постоянным.

Кюри и Крейелшаймер (1960) использовали двойной электро-
статический генератор, в котором два ротора были установлены
под углом 90°, две фиксированные измерительные пластины были
связаны между собой, и из выходного напряжения автоматически
вычиталось напряжение, соответствующее собственному заряду
прибора, в то время как выходные напряжения, соответствующие
внешнему полю, складывались. Прибор, сконструированный таким
образом, чтобы его можно было использовать на радиозонде, не
позволял уравнивать его потенциал с потенциалом окружающего
пространства, но, подобно приборам Джонса, Меддевера и Сан-
дерса (1959а), давал возможность устранить влияние собственного
потенциала электростатического флюксметра.

Кабаяси и Кедзука (1962) использовали агриметр с двумя вход-
ными отверстиями и двумя группами контактов, который мог под-
ниматься радиозондом, подобно вышеописанным приборам, для
исключения влияния собственного заряда.

5.33. Измерения градиента потенциала с помощью сегнето-
электриков. Имянитов ()949Ь) предложил прибор, который изме-
рял градиент потенциала с помощью индуцированного заряда,
однако в использованном приборе отсутствовали движущиеся ча-
сти. Если пластина для измерений связанного заряда покрыта пла-
стиной материала, имеющего проницаемость е, то связанный заряд
на единицу площади равен —еР, где Г — градиент потенциала.
Если пластина является сегнетоэлектриком, таким, как титанат ба-
рия, то значение е можно изменять, прикладывая к пластине элек-
трическое поле, направленное горизонтально для того, чтобы избе-
жать нарушений измеряемого поля. Если приложенное горизон-
тальное поле меняется по синусоидальному закону с определенной
частотой, е будет меняться с удвоенной частотой. Таким образом,
связанный заряд будет меняться с той же частотой, что и е, и
с амплитудой, зависящей от величины Р. При соответствующем
коэффициенте усиления и детектировании можно получить значе-
ние Р. Использованный метод следует рассматривать как метод
частичного экранирования измерительной пластины диэлектриком,
причем степень экранирования управляется горизонтальным элек-
трическим полем.

5.34. Измерения вариаций градиента потенциала. В некоторых
случаях больший интерес представляют не действительные значе-
ния градиента потенциала, а его изменения, в частности, очень
быстрые изменения градиента потенциала, вызванные вспышками
молний. Для этой цели коллекторы работают слишком медленно
и необходимо использовать методы, основанные на измерении
индуцированного заряда. Для этих измерений могут быть использо-
ваны приборы, основанные на динамическом методе (Малан и
Шонланд, 1950 и Смит, 1954), а также метод измерения зарядов,
натекающих или стекающих с проводника, экспонированного в поле
при изменениях последнего.

Вильсон (1916) применял очень быстродействующий капилляр-
ный электрометр, соединенный как с простой экспонированной пла-
стиной, так и с поднятой сферой (см. § 5.35). Для того чтобы избе-
жать влияния дождя на результаты измерений, Вормель (1939)
использовал перевернутую измерительную пластину, соединенную
с капиллярным электрометром (см. § 12.4). Израэль (1943) изме-
рял ток, текущий к экспонируемой пластине и от нее, электронным
усилителем.

Вормель (1930) и Уиппл и Скрэйз (1936) определяли вариации
градиента потенциала, измеряя изменения тока с острия.

5.35. Поднятая сфера. Вариации градиента потенциала слиш-
ком малы для точного определения их с помощью измерений инду-
цированного заряда на пластине, расположенной близко к земле.
Вильсон (1916) с этой целью использовал сферу диаметром около
30 см, смонтированную на изоляторах на железной трубе длиной
5 м. Труба могла опускаться так, что сфера входила в кожух, ко-
торый экранировал ее от силовых линий.

Если сфера расположена на высоте Л, где в ее отсутствие по-
тенциал равен V, то, когда сфера заземляется в этом положении,
ей сообщается заряд д, такой величины, чтобы сделать ее потен-
циал равным нулю. Потенциал состоит из трех частей: 1) V —
вследствие положения сферы, 2) д/^пЕог— вследствие заряда д
на сфере радиуса г и 3) —д/8пЕ0Н— за счет индуцированного за-
ряда (см. § 2.19). Если Р— градиент потенциала у земли, когда
сфера поднята, то У=РИ.

Таким образом

---------^—=0,
1 4ле0г еледЛ ’

т. е. д пропорционально Р и в то же время больше, чем величина
еоАР для маленькой площадки А на поверхности земли. Поэтому
изменения д для данных изменений Р соответственно увеличива-
ются.

5.36. Сдвиг изменений поля во времени. Если использованы
два прибора типа электростатических флюксметров, расположен-
ные на некотором не очень большом расстоянии друг от друга, то
они часто дают одинаковые значения градиента потенциала, но
лишь за короткий промежуток времени. Разумно предположить
(хотя это не единственное математически возможное предположе-
ние), что имеется некоторый движущийся возмущающий заряд,
скорость движения которого определяется интервалом времени, за
которое он сместится по линии, соединяющей два прибора. Если
еще предположить, что возмущение движется со скоростью ветра,
это позволит в некоторых случаях оценить высоту зоны возмуще-
ния и затем получить некоторые представления о величине возму-
щающего заряда.
5.37.----Измерения на аэростатах. Для того чтобы иметь воз-
можность производить измерение градиента потенциала в точках,
удаленных более чем на несколько метров от поверхности земли,
необходимо использовать авиацию. Было найдено, что аэростаты
являются наиболее подходящими для таких измерений, так как они
могут быть почти неподвижными и на них нет моторов, вызываю-
щих разделение зарядов. Однако поверхность аэростата до некото-
рой степени является проводящей, и поэтому из-за его присутствия
электрическое поле искажается, и необходимо вносить поправки
в результаты измерений. Если аэростат можно было бы рассмат-
ривать как незаряженный про-
-------- -------- ~— водник, проблема искажения

Рис. 20. Вид эквипотенциальных линий
вблизи шара-зонда (Шово, 1925).

Масштаб 1 : 785.

поля была бы решена теорети-
чески очень просто, но в боль-
шинстве случаев аэростат не-
сет на себе некоторый заряд,
слагающийся частично из за-
ряда, пропорционального за-
ряду на поверхности земли,
унесенному при взлете аэро-
стата, и частично из заряда,
возникающего в результате вы-
брасывания балласта; по этим
причинам общий заряд аэро-
стата неизвестен.

Линке (1904) присоединил
коллектор к поверхности аэро-
стата, для того чтобы при-

вести ее к потенциалу окру-
жающего воздуха, и затем измерил разницу в потенциалах,
даваемых коллекторами, размещенными на двух уровнях; он
использовал капельные коллекторы, в которых вода была заме-
нена спиртом в тех случаях, когда температура была ниже
нуля.

Эберт и Лютц (1908) использовали модель для того, чтобы
определить лучшее место положения коллекторов с целью сведе-
ния к минимуму искажений электрического поля; они поместили
коллектор, соединенный с аэростатом, на 7 м выше корзины, а два
других коллектора для измерений градиента потенциала — на 8 и
10 м ниже дна корзины; они обнаружили, что записывать показа-
ния коллекторов необходимо через несколько минут после каждого
изменения высоты.

Все измерения, за исключением самых ранних, показали, что
в хорошую погоду градиент потенциала начиная со 100 м умень-
шается с увеличением высоты; результаты на меньших высотах
менее определенные. Это связано с действием положительного
объемного заряда и с увеличением проводимости воздуха с вы-
сотой.
Швайдлер (1929) суммировал результаты 57 полетов на аэро-
стате над Центральной Европой по эмпирической формуле

/7=90 ехр (—3,5г)-|-40 ехр (—0,23г),

где Р— градиент потенциала (В/м) и г—-высота (км).

Измерения, описанные выше, были выполнены на аэростатах,
управляемых людьми. В последние годы аналогичные измерения
были сделаны при использовании радиозондов, причем стандартная
аппаратура радиозонда приспосабливалась для передачи на землю
результатов измерений градиента потенциала, полученных с по-
мощью двух радиоактивных коллекторов. Первыми выполнили та-
кие измерения Кенигсфельд и Пиро (1950), а позднее Венкитешва-
ран, Дар и Худдар (1953), Люжон и Бенненбласт (1956), Стерджис,
Рейн и Кангас (1957а). Хатакеяма и др. (1958) использовали при-
бор, аналогичный агриметру (см. § 5.29), а Джонс, Меддевер и
Сандерс (1959а)—вариант двойного электростатического флюкс-
метра (см. § 5.32), вместо радиоактивных коллекторов.

В связи с увеличением проводимости с высотой из-за увеличе-
ния интенсивности космических лучей, градиент потенциала по
мере возрастания высоты должен бы непрерывно уменьшаться до
малых величин. Однако Кенигсфельд (1953) и Венкитешваран
и Худдар (1956) обнаружили, что на высотах 5—10 км градиент
потенциала остается примерно постоянным, меняясь от 20 до
50 В/м. С другой стороны, Стерджис, Рейн и Кангас (1957а) и Ха-
такеяма и др. (1958) наблюдали ожидаемое уменьшение до неболь-
ших величин; не ясно, каким образом в ранее полученных резуль-
татах могла появиться ошибка.1

Кенигсфельд (1955) обнаружил заметные изменения гради-
ента потенциала на уровне облаков, а также на определенных
температурных уровнях в чистом воздухе. Джонс, Меддевер и Сан-
дерс (1959а) также наблюдали изменения градиента потенциала
в те моменты, когда облака появлялись и исчезали.

Палтридж (1946) при измерениях на высотах 10—30 км обхо-
дился без радиоактивных коллекторов, так как проводимость была
достаточной и без них. Используя коллекторы в виде дисков боль-
шой площади, он смог получить достаточное быстродействие изме-
рительной аппаратуры. Полученные им результаты хорошо согла-
суются с ожидавшимися и дают экспоненциальное падение гради-
ента потенциала с высотой.

Пирс и Ватсон (1954) измерили изменения градиента потенци-
ала с высотой над областью с повышенной радиоактивностью и
обнаружили увеличение градиента потенциала в 3—4 раза на вы-
соте 1 км по сравнению с градиентом потенциала у земли; эти ре-
зультаты хорошо согласуются с простыми ориентировочными рас-
четами.

1 Позднее выяснилось, что возможен различный характер убывания поля
с высотой.— Прим. ред.
5.38. Измерения с помощью самолетов. Самолеты очень легко
сами заряжаются, это приводит к искажению силовых линий и не
дает возможности измерить градиент потенциала одним датчиком.
Быстрое перемещение самолета лишает также возможности ис-
пользовать для устранения собственного заряда те методы, кото-
рые применимы для аэростатов (см. § 5.37).

Ганн и др. (1946), Ганн (1948), Гиш и Уайт (1950) использо-
вали два прибора для измерения электрического поля, расположен-
ные под и над крылом, и, складывая выходные напряжения при-
бора, устраняли влияние собственного заряда и получали действи-
тельные значения вертикального градиента потенциала.

Кларк (1957) использовал три электростатических флюксметра:
один у днища самолета и два других на концах крыльев. Относи-
тельный коэффициент редукции определялся с помощью измере-
ний при вираже самолета 45°, а абсолютный коэффициент редук-
ции для прибора, расположенного на днище самолета, определялся
из сравнения результатов двух измерений, производившихся на
земле и в полете на небольшой высоте над тем же самым местом.
Таким образом он смог определить вертикальный градиент потен-
циала и величину собственного заряда самолета.

Пелтон и др. (1963) использовали четыре электростатических
флюксметра с целью получения вертикального и горизонтального
градиентов потенциала и величины собственного заряда самолета.
Посредством соответствующего сложения четырех выходных на-
пряжений они получили результирующее напряжение, пропорцио-
нальное собственному заряду, и пытались использовать это на-
пряжение для приведения в действие разряжающего устройства,
работа которого была основана на принципе тока с острия и кото-
рое нейтрализовало собственный заряд.

Каземир (1951Ь), (1964) описал вариант электростатического
флюксметра, который давал три компонента градиента потенциала,
а также величину собственного заряда самолета.

Фитцжеральд и Байерс (1962) также использовали четыре
электростатических флюксметра и подавали сигналы от них в ана-
логовую вычислительную машину, для того чтобы получить три
компоненты градиента потенциала и величину заряда самолета.
Так как существует коэффициент редукции для градиента потен-
циала, возникающий за счет того, что самолет является проводни-
ком, требуется поправка к измерениям; Фитцжеральд и Байерс рас-
сматривали самолет как эллипсоид и, таким образом, оценили
величину поправок, но точные численные их значения были опре-
делены экспериментально.

Воннегат, Мур и Баум (1957) установили два одинаковых ра-
диоактивных коллектора на концах крыльев самолета. При гори-
зонтальных полетах не было различий в показаниях приборов, но
при виражах самолета можно было измерять градиент потенци-
ала. Воннегат и Маккейг (1960) вмонтировали пару радиоактив-
ных коллекторов таким образом, что они могли находиться на
одной эквипотенциальной поверхности, когда самолет был заря-
жен, но внешнее поле отсутствовало; при наличии внешнего поля
приборы показывали величину градиента потенциала вдоль сое-
диняющей их линии. При использовании трех пар коллекторов они
могли получать три компоненты градиента потенциала. Так как ни
один из коллекторов не имел потенциала самолета, нельзя было
использовать простую схему усилителя, но Воннегат и Мур (1961)
использовали соединительное устройство, которое позволило
использовать усилитель.

5.39. Измерения с помощью планеров. Леколазе (1948а) из-
мерил градиент потенциала на планере при использовании радио-
активного коллектора. Он нейтрализовал собственный заряд пла-
нера с помощью струйки воды, действовавшей как капельный
коллектор. Измерения были проведены в хорошую погоду при на-
личии характерных для хорошей погоды кучевых облаков. Он обна-
ружил значительное увеличение градиента потенциала, когда пла-
нер опускался из чистого воздуха над облаком в область, подвер-
женную действию обмена. Леколазе также обнаружил влияние
кучевых облаков на градиент потенциала, когда планер пролетал
сквозь облако или около него. Полученные результаты он припи-
сал различиям в проводимости чистого воздуха, загрязненного воз-
духа и облаков; такие различия были найдены прямыми методами
Сагалин и Фаушером (1954) (см. § 7.14, 7.19).

Россман (1951) использовал радиоактивный коллектор, распо-
ложенный на стойке высотой 1,17 м на буксируемом планере, кото-
рый, как он считал, был менее подвержен собственному заряже-
нию, чем буксирующий самолет. Он проводил измерения главным
образом в хорошую погоду и обнаружил ожидавшееся уменьшение
градиента потенциала с высотой, с некоторыми отклонениями,
которые он приписал влиянию слоев тумана и дымки.

5.40. Измерения градиента потенциала на море. Измерения
градиента потенциала на море трудно проводить в связи с тем, что
корабль не остается неподвижным и, следовательно, большинство
обычных методов нелегко применить.

Ангенхейстер (1914) и Сван (1914Ь) пытались преодолеть эти
трудности, используя изменения заряда на быстро перемещаемом
проводнике. Этот метод аналогичен раннему методу де Саши и
отличается от метода Вильсона с подымающейся сферой только
тем, что в методе Вильсона проводник перемещается из экраниро-
ванного положения в положение экспозиции в то время, как в ран-
них методах он перемещается из одного положения экспозиции
в другое.

Руттенберг и Хольцер (1955) использовали электростатический
флюксметр, смонтированный на выносном мостике так, чтобы
свести к минимуму искажения показаний за счет корабля.

5.41. Выбор периодов времени для анализа регулярных вариа-
ций поля. Когда запись значений градиента потенциала произво-
дится в течение некоторого интервала времени, ее необходимо за-
тем проанализировать для обнаружения регулярных вариаций.
В большинстве случаев хорошей погоды исследуется «нормальный»
или «неискаженный» градиент потенциала, и, следовательно, име-
ется необходимость произвести выбор записи, которую следует
включать в анализ. Израэль и Ламейер (1948) отмечали, что раз-
личные наблюдатели использовали значительно отличающиеся друг
от друга методы выбора периодов, которые включались в анализ
или исключались из него. Таким образом, результаты анализа,
произведенного различными наблюдателями, не всегда могут быть
строго сравнимы, а в тех случаях, когда тот же самый материал
наблюдений выбирается различным образом, имеются заметные
различия в полученных кривых изменений градиента потенциала.

Обычно метод отбора заключается в выборе «невозмущенных»
дней, причем возмущения определяются либо из самих записей
градиента потенциала, либо из метеорологических данных, но
Израэль и Ламейер (1948) указали на то, что следует использовать
каждое наблюдение, за исключением тех, когда происходит непо-
средственное выпадение осадков, что дает вполне определенный
критерий для отбора «невозмущенных» дней.

5.42. Суточные вариации градиента потенциала. Результаты
измерения суточных вариаций градиента потенциала в хорошую
погоду существенно отличаются друг от друга в разных частях
земного шара. Главное значение таких вариаций в том, что они
указывают на вариации сопротивления самых нижних слоев атмо-
сферы.

Над океанами, в полярных областях и в некоторых континен-
тальных областях, расположенных далеко от источников загряз-
нений, наблюдается простая волна с максимумом градиента потен-
циала, одновременным для всего земного шара.

На большинстве наземных станций время максимумов и мини-
мумов градиента потенциала зависит от местного времени, что ука-
зывает на то, что влияние местных условий доминирует. Во многих
случаях имеются двойные колебания градиента потенциала с ми-
нимумами в периоды от 4 до 6 и от полудня до 16 ч и максимумами
в периоды от 7 до 10 и от 19 до 22 ч. Во многих случаях утренние
максимумы исчезают в зимние месяцы. Некоторые типичные при-
меры суточных вариаций градиента потенциала показаны на
рис. 21 и 22. Амплитуды суточных вариаций часто составляют бо-
лее 50% среднего значения.

5.43. Суточные вариации градиента потенциала в невозмущен-
ных условиях. Наблюдения в Карасьоке в Лапландии (Симпсон,
1905) и на мысе Эванса в Антарктике (Симпсон, 1919) показали,
что вариации градиента потенциала в обоих случаях носят харак-
тер простой волны, т. е. имеют один максимум, который наблюда-
ется, однако, в разное время. В обоих случаях отсутствуют мест-
ные источники загрязнений, так что влияние тяжелых ионов на
изменение градиентов потенциала в атмосфере мало. Хоффман
(1923) первым указал на то, что время максимума в первом слу-
чае и время максимума во втором случае, а также в некоторых
других в действительности совпадают, хотя они отличаются по
местному времени.
Вскоре после этого Маучли (1923), анализируя результаты
измерения градиента наблюдения, полученные во время плавания

Рис. 21. Суточные вариации градиента потенциала в Кью
зимой (й) и летом (б).

485 и 250 — средние значения градиента потенциала (Скрэйз,
1934).

«Карнеги», указал на то, что ана-
логичные результаты получаются
и для градиента потенциала над
океанами, более поздние резуль-
таты измерений подтвердили, что
в тех местах, где нет местных
источников загрязнений, градиент
потенциала имеет максимум
около 19 ч по среднему гринвич-
скому времени, независимо от
местного времени. Помимо макси-
мума в полярных и океанических
областях, максимум в то же
время суток наблюдали Шерман
(1937) на Аляске и Шерман
и Гиш (1937) в Южной Дакоте.

Можно сказать, что если Хи/?

не зависят от времени суток, то
вариации Р совпадают с вариа-
циями V и максимум градиента
потенциала указывает на макси-
мум разницы потенциала между
электросферой и землей; этот эф-
фект был связан Уипплом (1929а)
с максимумом грозовой актив-
ности на земном шаре (см.§ 11.7).

Парамонов (1950) устранил
влияние местных эффектов на ре-
зультаты измерений унитарной ва-
риации, используя данные 60 кон-
тинентальных не полярных стан-
ций. Сгруппировав эти станции

Рис. 22. Суточные вариации градиента
потенциала в Тортозе (а) летом (/)
и зимой (2) и в Батавии (б) в тече-
ние года (Шово, 1925).
по долготам и взяв средние значения градиента потенциала для со-
ответствующих групп станций для каждого времени суток (по грин-
вичскому времени), Парамонов получил кривую, очень хорошо сог-
ласующуюся с кривыми унитарной вариации для океанов и поляр-
ных областей.

Гиш (1942) отмечал, что при прочих равных условиях градиент
потенциала на низких широтах должен быть меньше, чем на высо-
ких, из-за различия в интенсивности космических лучей; на низких
широтах образуется меньшее число ионов, и поэтому сопротивление
столба воздуха больше и Р уменьшается.

5.44. Локальные эффекты. Градиент потенциала на поверхно-
сти земли дается выражением Р=У/1%Н, где V — потенциал элек-
тросферы, К— проводимость воздуха вблизи поверхности и 2?—

1 — наблюдения на «Мод» зимой в северном полушарии в Северном Ледовитом
океане, 2 — наблюдения на «Карнеги» во всех океанах.

сопротивление столба воздуха. В случаях, рассмотренных в послед-
нем разделе, % и 2? остаются постоянными и вариации Р отражают
вариации V.

Но в тех местах, где К и Р не остаются постоянными в течение
дня, вариации Р зависят от вариаций всех трех величин %, Р, V,
из которых чаще всего % подвержено большим изменениям, зави-
сящим в хорошую погоду, как правило, от времени дня.

Проводимость воздуха почти полностью обусловлена легкими
ионами и зависит от их концентрации. Как говорилось в главе 4,
число легких ионов зависит главным образом от числа ядер, и про-
водимость минимальна, когда число ядер максимально. Это приво-
дит к максимуму градиента потенциала, если вариациями V и Р
можно пренебречь по сравнению с изменениями X.

Были найдены очень заметные суточные вариации градиента
потенциала, зависящие от местного времени, особенно вблизи боль-
ших городов, генерирующих наибольшее количество ядер в атмо-
сферу. Идея, что градиент потенциала больше, когда ядер в атмо-
сфере больше, подтверждается тем, что при чрезвычайно хорошей
видимости градиент потенциала удивительно мал, причем и то,
и другое связано с отсутствием ядер; туман, с другой стороны,
уменьшает число легких ионов и, если не проявляются какие-либо
другие эффекты, обусловливает высокий градиент потенциала.

Уиппл (1929Ь) подтвердил тот факт, что число ядер и, следо-
вательно, градиент потенциала, зависят от загрязнения воздуха.
Он обнаружил изменения во времени летнего утреннего максимума
(по гринвичскому времени) в период до введения дискретного «лет-
него времени» и после его объявления и объяснил этот сдвиг во
времени утреннего максимума изменением привычек люден в эти
часы (по гринвичскому времени) разводить огонь и производить
другие виды загрязнений (рис. 24).

Вероятно, наиболее поразительное подтверждение влияния за-
грязнений на градиент потенциала и причины их происхождения

продемонстрировал Сэпс-
форд (1937), который обна-
ружил на островах Самоа
заметную разницу между
суточными изменениями
градиента потенциала в вос-
кресенье и остальные дни
недели, вызванную тем, что
утром в воскресенье тузем-
цы разводили специальные
костры, которых никогда пе
зажигали вечером (рис. 25).
Мюлейзен (1953) также об-
наружил различие между
градиентами потенциала

Рис. 24. Влияние «летнего времени» на мак-
симальное значение градиента потенциала
утром (Шонланд, 1953а).

1 — 1898—1915 гг„ 2 — 1916—1928 гг.

в воскресенье и в остальные дни недели в индустриальных районах
Германии.

5.45. Происхождение локальных суточных вариаций градиента
потенциала. Общее число имеющихся ядер и, следовательно, про-
водимость зависят не только от способа образования ядер, но
также от способа их рассеивания; на расстояние между ними
влияет главным образом обмен. В ранние утренние часы образуется
минимальное количество ядер и их рассеяние из-за обмена мак-
симальное вблизи полудня. В эти часы, следовательно, возникает
наибольшая проводимость вблизи земли, а поэтому градиент по-
тенциала будет минимальным; таким образом, можно дать общее
объяснение двум дневным минимумам. Кроме того, тот факт, что
конвекция выражена летом более резко, чем зимой, может быть
объяснением того, что в зимних кривых вариаций градиента потен-
циала, полученных на тех же станциях, отсутствует второй ми-
нимум.

Браун (1935) определял локальные эффекты изменений гра-
диента потенциала, вычитая значения его вариаций, общих для
всего земного шара, названных им «унитарными вариациями», из
полных вариаций, которые фактически измеряются. Он обнаружил,
что локальный эффект можно рассматривать как 24-часовую волну
с максимумом в полдень совместно с «депрессией» в полдень. Он
приписал наблюдаемые эффекты смещению объемного заряда
из-за конвекции и нашел (1936), что местные эффекты намного
уменьшаются при продолжительном ветре, который мешает кон-
векции объемного заряда, и также нашел (Браун, 1937), что ло-
кальный эффект уменьшается при сплошной облачности без до-
ждя, так как она уменьшает нагревание земной поверхности, что

Рис. 25. Суточные вариации градиента потенциала на островах
Самоа, 165° 3 (Сэмпсфорд, 1937).

1 — воскресенье — средине значения за 40 дней; 2 — воскресенье — суббота,
264 дня; 3 — понедельник — суббота, 224 дня.

Израэль (1949, 1953Ь) отметил, что в соотношении Р = У/1Р
вариации V могут быть устранены при использовании относитель-
ных вариаций Н=Р/Ро, где Ро— градиент потенциала над океа-
нами, Р — градиент потенциала в рассматриваемой точке. Так как
Ро пропорционально V, Р1~1/ЪР и их вариациям, то вариации Н
в течение суток дают вариации 1/Л7?. Из одновременных измере-
ний К Израэль (1949) смог определить, как меняется в течение
суток Р в различных местах.

Израэль (1953Ь) считал, что брауновская 24-часовая волна
с максимумом в полдень представляет собой вариации Р— сопро-
тивления столба воздуха, которое главным образом определяется
общим числом ядер в воздухе, независимо от высоты их располо-
жения. С другой стороны, Израэль объяснял брауновскую «депрес-
сию» изменением К— локальной проводимости вблизи поверхности
земли вследствие удаления ядер на более высокие уровни за счет
конвекции.
Израэль (1953Ь) в поддержку этих идей привел два случая.
Так, в Хуанкайо, в Перу, по данным Торресона и Уайта (1948),
Н и 1/Л меняются почти одинаково, поэтому Д остается почти по-
стоянным; в этом случае Л. меняется только в тонком слое так,
что остается почти постоянным. С другой стороны, на Юнг-
фрауйох (Израэль, Каземир и Винерт, 1951) осенью К было неиз-
менным для большей части суток, однако менялось из-за кон-
векции, которая приносила ядра с уровней ниже станции на уровни
выше станции.

Израэль (1953Ь) также нашел, что относительная амплитуда
суточных вариаций градиента потенциала рассмотренного типа ме-
няется в зависимости от содержания водяного пара, и сделал вы-
вод, что причина этого должна быть аналогична приведенной выше.
Это молено объяснить появлением в атмосфере ядер, с одной сто-
роны, и водяного пара — с другой, и их распространением в атмо-
сфере за счет конвекции; рассмотренный процесс во многом подо-
бен процессу, создающему связь между содержанием тяжелых
ионов и влажностью (см. § 4.13).

Кавано (1958а) рассмотрел природу этого эффекта более под-
робно, принимая во внимание не только конвекцию, но также ре-
комбинацию и образование ионов, в частности, за счет радиоактив-
ных веществ в атмосфере, распределение которых зависит от
конвекции. Он также сумел детально рассчитать распределение
проводимости с высотой и объяснить местные суточные вариации
градиента потенциала.

5.46. Влияние восхода солнца. Никольс (1916) первым заме-
тил, что градиент потенциала увеличивается с восходом солнца.
Это подтвердили Хольцер (1955) и Каземир (1956), а также Из-
раэль (1957). Особенность явления заключается в том, что при
этом одновременно увеличивается и ток проводимости воздух —
земля при малом изменении проводимости; этот эффект летом
больше, чем зимой, и менее значителен на вершинах гор, чем на
более низких уровнях.

Для объяснения этого явления были сделаны различные пред-
положения. Так, Каземир (1956) предположил, что существует
«генератор» в слое обмена, но Чалмерс (1957а) показал, что это
не объясняет полностью явление (см. § 8.23). Предположение Чал-
мерса, что эффект восхода солнца связан с открытой Мюлейзеном
(1956) эмиссией в атмосферу положительно заряженных ядер от
промышленных предприятий, не согласуется с влиянием восхода
солнца, которое наблюдается на горных станциях. Выводы Мюлей-
зена (1956), касающиеся влияния влажности на градиент потенци-
ала, могут быть существенными для объяснения эффекта. Однако
эффект может быть связан и с действием фотоэлектрического эф-
фекта, вызванного солнечными лучами \

1 Вероятно, самое простое объяснение эффекта восхода солнца основывается
на переносе конвекцией ядер в более высокие слои и очищении атмосферы в рай-
оне наблюдения. Наблюдаемые увеличения тока связаны с нестационарностью
процесса (см. § 5.53).— Прим. ред.
Лоу (1963) связал влияние восхода солнца на градиент потен-
циала с изменением знака объемного заряда и конвекционного
тока, и следовательно, и с изменением тока проводимости (см.
§8.23).

5.47. Годовые вариации градиента потенциала. На основании
тех же соображений, которые обсуждались в связи с суточными
вариациями градиента потенциала, можно было ожидать, что гра-
диент потенциала будет больше во время местной зимы, чем во
время местного лета, так как количество загрязнений летом
больше. Действительно, при наблюдениях вблизи больших городов

и других источников загрязнений в большинстве случаев градиент

оказался больше зимой. Вообще,

Рис. 26. Годовые вариации градиента
потенциала в Кью и Потсдаме
(Скрэйз, 1934).

1 — Кью, 1898—1913 гг., 2 — Потсдам, 1904—
1923 гг.

выми максимумом и минимумом

следует ожидать, что местные
вариации градиента менее за-
метны летом, чем зимой, и в неко-
торых случаях суточные макси-
мумы градиента потенциала пере-
стают быть летом заметными.

В тех местах, где нет загряз-
нений, т. е. где вариации гради-
ента потенциала' зависят от ва-
риаций V в большей степени, чем
от вариаций А, было найдено, что
градиент потенциала больше во
время южного лета, чем во время
северного; максимальные значе-
ния градиента, как н ожидалось,
совпадают во времени для обеих
полусфер. Разница между годо-
гораздо меньше соответствующей

разницы между суточными вариациями. Эти результаты обсужда-
лись Уипплом (1929а) и Фишером (1962).

5.48. Вековые вариации градиента потенциала. Пирс (1957)
обнаружил, что средние годовые значения градиента потенциала
в Эскдалемюре в Шотландии уменьшались очень заметно в пред-
шествовавшие десять лет, и предположил, что это может быть объ-
яснено увеличением проводимости, вызванной выпадающей радио-
активностью вследствие ядерных испытаний. Он не обнаружил
сходных изменений в данных измерений градиента потенциала
в Лервике на Шетландских островах; различие в характере измене-
ний градиента может возникнуть вследствие того, что выпадающая
радиоактивность не остается на поверхности моря, а Лервик рас-
положен вблизи моря, в то время как Эскдалемюр находится на
суше.1

1 Последующий анализ измерении в Лервике показал, что «аномальное» по-
ведение векового хода вариаций потенциала связано с влиянием загрязнений,
приходящих с Европейского континента. Исключение этого влияния делает по-
добными вековые вариации в обоих пунктах. — Прим. ред.
Рейтер (1959) провел на различных высотах обширные измере-
ния как естественной, так и искусственной радиоактивности,
а также измерения градиента потенциала и тока атмосфера—земля
и пришел к выводу, что то количество искусственной радиоак-
тивности, которое было им найдено в Западной Германии, не могло
оказать заметного влияния на атмосферные условия.

Пирс (1959) рассчитал ожидающееся влияние на градиент по-
тенциала выпадающих продуктов при ядерных испытаниях и при-
шел к выводу, что результаты измерений в Эскдалемюре были
примерно в 50 раз больше расчетных; он высказал предположение,
что в Эскдалемюре сказывалась утечка радиоактивности от атом-
ных станций, расположенных на юго-западе.

Стюарт (1960) обнаружил уменьшение градиента потенциала
в Эскдалемюре, Лервике, Лисбоне и Опорто и увеличение проводи-
мости и токов проводимости, но обнаружил лишь незначительные
изменения градиента потенциала в Кью. Он нашел, что эти резуль-
таты могут быть объяснены увеличением ионизации, вызванной
р-лучами, исходящими из верхнего слоя почвы, толщиной в не-
сколько сантиметров, причем источником этой радиоактивности
являются выпадающие продукты деления, возникающие при ядер-
ных взрывах.

5.49. Локальные влияния на среднее значение градиента потен-
циала. Среднее значение градиента потенциала меняется очень
значительно от одного места наблюдения к другому. Как уже об-
суждалось, это может быть приписано, главным образом, разли-
чиям в средних значениях местной проводимости вблизи поверх-
ности земли. Большая часть таких различий может происходить
вследствие различий в среднем содержании ядер, которое зависит
от содержания малых ионов и, следовательно, от проводимости.

Но в некоторых местах градиент потенциала аномально низкий,
что соответствует высокому содержанию малых ионов, вызванному
большей ионизацией от радиоактивных веществ, присутствующих
в большем, чем обычно, количестве в окрестностях. Примером та-
кого рода могут служить результаты Нориндера, Израэля и Сиксна
(1954).

5.50. Измерения в горах. Израэль, Каземир и Винерт (1951,
1955) измерили градиент потенциала на Юнгфрауйох (3472 м) и
нашли, что летом суточные колебания градиента потенциала ана-
логичны тем, которые наблюдаются на других наземных станциях,
но зимой они подобны тем вариациям, которые наблюдаются над
океанами и в полярных областях. Эти результаты можно легко
объяснить, рассматривая влияние локальной проводимости и за-
грязнений на градиент. Летом зона обмена простирается до высоты
станции и вызывает, таким образом, возмущения вследствие за-
грязнения, которое зависит от местного времени, но зимой зона
обмена не простирается до таких высот и, следовательно, отсутст-
вует влияние загрязнения.

Израэль (1957) объяснил тот факт, что среднее значение гра-
диента потенциала для Юнгфрауйох в хорошую погоду после
поправки на величину коэффициента редукции было равно 149 В/м,
в то время как на той же самой высоте в свободной атмосфере он
был значительно меньше, тем, что нижний участок сопротивления
столба воздуха на горной станции отсутствует и поэтому ток про-
водимости увеличивается (см. § 8.27) по сравнению с током для
всего столба воздуха при том же самом падении потенциала. По-
этому, если проводимость на вершине горы та же самая, что и
в свободном воздухе, градиент потенциала на горе должен быть
больше.

5.51. Объемные заряды. Для воздуха, который имеет горизон-
тальную стратификацию с точки зрения электричества, можно
написать

(РУ

6о~й^- = 6°

др
дх

Р,

где р —плотность объемного заряда. Поэтому, если имеется объ-
емный заряд, градиент потенциала меняется с высотой, и наоборот.
Методы измерения объемного заряда будут рассмотрены в главе 6.

Локализованные объемные заряды на малых высотах в атмо-
сфере могут влиять на градиент потенциала у земной поверхности
(см. § 5.57, 5.68).

5.52. Корреляция градиента потенциала с природой воздушных
масс. Герци (1961) наблюдал очень высокие значения градиента
в Монреале при антициклонах с полярным воздухом. Он считал,
что эти результаты указывают на то, что полярные массы воздуха
должны содержать в себе положительный пространственный заряд;
поэтому можно предположить, что измерения градиента потенциала
могут быть полезным дополнением к другим метеорологическим
измерениям и что термин «хорошая погода» не является достаточно
характерным описанием состояния атмосферы.

5.53. Влияние времени релаксации. Каземир (1950) указывал
на то, что изменения градиента потенциала и также тока и про-
странственного заряда определяются «временем релаксации».

Когда изменения происходят за периоды времени, длительные
по сравнению со временем релаксации, то они следуют во времени
за причинами, вызывающими их. При таких условиях правильнее
и удобнее рассматривать ток как первичное явление; тогда гра-
диент потенциала можно представить себе как падение потенциала
на сопротивлении соответствующей части атмосферы, а пространст-
венный заряд как следствие изменения проводимости с высотой.
Можно также принять принцип квазистатического состояния и
рассматривать медленные изменения этого состояния.

С другой стороны, если мы интересуемся изменениями гради-
ента потенциала, которые происходят за периоды времени, непро-
должительные по сравнению с периодом релаксации, становится
необходимым рассматривать эту проблему не с точки зрения элек-
трических эффектов, а с точки зрения электростатических эффек-
тов. В этом случае необходимо учитывать фактические заряды,
а не их скорость движения.
Таким образом, необходимо четко разграничить, с одной сто-
роны, годовые и суточные изменения градиента потенциала и,
с другой стороны, изменения, происходящие менее чем за час.

5.54. Эффекты во время затмения солнца. Был проделан це-
лый ряд измерений для изучения влияния солнечного затмения
на градиент потенциала и другие явления атмосферного электри-
чества. Полученные результаты носят противоречивый характер:
некоторые результаты указывают на увеличение градиента потен-
циала, другие — на его уменьшение, а некоторые говорят о том,
что он не изменяется вообще. Шово (1922) изучал этот вопрос и,
в частности, на основании своих собственных наблюдений 17 апре-
ля 1912 г., когда он использовал ту же аппаратуру, что исполь-
зовалась в течение 20 лет, заключил, что в этот день не отмечалось
каких-либо особенностей в ходе градиента потенциала. С другой
стороны, Джонс и Гизеке (1944) произвели измерения 25 января
1944 г. в Хуанкейо, используя широко применяемую аппаратуру,
и нашли определенное понижение градиента потенциала, а также
изменения других элементов, происшедшие в этот день по сравне-
нию с обычными днями. Гиш (1944а), анализируя эти результаты,
высказал предположение, что этот эффект можно объяснить нагре-
ванием земли за счет солнца, причем это нагревание зависит от
местных условий. Более поздние измерения были проделаны Ке-
нигсфельдом (1953) 25 февраля 1952 г. в Бельгийском Конго; он
нашел, что во время затмения градиент потенциала у земли зна-
чительно ниже, чем обычно, и при этом имеет отрицательный знак;
измерения на радиозондах с коллекторами (см. § 5.37) показали,
что градиент изменяется до высоты больше 5000 м. Изменения
градиента потенциала можно объяснить изменениями конвекции,
происходящими вследствие изменения температуры. Мюлейзен
(1955) обнаружил заметное падение градиента потенциала во
время полного затмения солнца 30 июня 1954 г. и сразу после него
и объяснил возможные причины этого факта. Другие результаты
и соответствующие объяснения приведены Чепменом (1956), Из-
раэлем и Фрисом (1956).

Следует иметь в виду, что если какие-либо эффекты обуслов-
лены влиянием частиц, а не излучениями, идущими от солнца, то
время и место полного затмения для частиц не будут совпадать
со временем и местом визуального затмения, что могло сказаться
на сделанных выводах.

5.55. Влияние вулканических извержений на градиент потен-
циала. Японские наблюдатели последовали влияние вулканиче-
ских извержений на градиент потенциала, наблюдаемый на различ-
ных расстояниях с подветренной стороны от извержения. Хата-
кеяма (1949) наблюдал влияние извержения Иаке-йама на
градиент потенциала в Какиока, удаленном на 250 км, и нашел, что
отрицательный градиент потенциала достигал 1200 В/м; вид кри-
вой, описывающей зависимость градиента потенциала от времени,
находился в согласии с веретенообразным распределением заряда,
движущегося по ветру.
Хатакеяма и Ушикава (1951) произвели некоторые измерения
градиента потенциала вблизи зоны извержения вулкана Асо.
Их результаты согласуются с теорией, предполагающей, что боль-
шие частицы вулканического пепла получают положительный за-
ряд, а меньшие—-отрицательный; лабораторные измерения влия-
ния трения на пепел подтверждают этот вывод. С другой стороны,
как лабораторные измерения, так и измерения вблизи вулкана
Асама при его извержении дали противоположные знаки для час-
тиц пепла, что может быть объяснено тем, что пепел в этом случае
имел другой состав.

Бланшар (1965) обсуждал электрические эффекты, обусловлен-
ные вулканическим островом Сартси, и пришел к выводу, что они
были вызваны очень быстрым нагреванием морской воды при кон-
такте с вулканической магмой (см. § 3.21).

5.56. Влияние полярных сияний на градиент потенциала. Раз-
личные наблюдатели сообщали об уменьшении градиента потен-
циала во время полярных сияний (Андре, 1890; Шеппард, 1933;
Шерман, 1934; Шольц, 1935; Фрайер, 1961). С другой стороны, Ке-
нигсфельд и Ван дер Шерен (1963) нашли увеличение градиента
потенциала. Так как видимое полярное сияние всегда выше осно-
вания электросферы, которая должна действовать как совершенный
электростатический экран, эти результаты вызывают удивление.
Долезалек (1964) обсудил это явление и различные возможные
объяснения его и, не отдав предпочтения ни одному из них, ука-
зал на необходимость дальнейших исследований.

5.57. Короткопериодные флуктуации градиента потенциала.
Флуктуации градиента потенциала могут быть обнаружены за лю-
бой рассматриваемый интервал времени. Флуктуации, имеющие
длинный период, уже обсуждались в связи с их суточными и годо-
выми вариациями и могут быть приписаны частично метеорологи-
ческим эффектам, включая содержание ядер в воздухе, и частично*
изменениям в разности потенциалов между электросферой и землей.

Под флуктуациями, имеющими более короткий период, как
отмечал Израэль (1959а), подразумеваются флуктуации, которые
за период времени, малый по сравнению с временем релаксации
атмосферы, будут следствием влияния не электросферы, а ка-
кого-то источника гораздо более локального характера. Израэль
(1959а) назвал флуктуации, имеющие период от 1—2 мин до 1 ч,
«возбуждением» и детально их изучил.

Некоторые короткопериодные флуктуации могут быть объяс-
нены проводимостью воздушных масс, отличающихся от свойств
окружающей среды, но во многих случаях они, очевидно, вызваны
объемными зарядами, расположенными на очень низких уровнях;
эти эффекты будут обсуждены в § 6.13, 6.16.

Все отклонения градиента потенциала от его нормального зна-
чения могут быть приписаны влиянию на него произвольно распо-
ложенных объемных зарядов, но для целей данной книги в настоя-
щей главе достаточно рассмотреть путем сравнения наиболее ха-
рактерные п долго длящиеся эффекты. Причины более локальных
и кратковременных изменений градиента потенциала рассмотрены
в главе об объемном заряде (глава 6).

5.58. Горизонтальные градиенты потенциала. Если не рассмат-
ривать отклонений градиента потенциала вследствие наклона зем-
ной поверхности, то на поверхности земли он должен быть верти-
кальным, так как земля является проводником. Но над землей
может быть горизонтальная компонента градиента потенциала,
в частности, когда имеются области объемного заряда вблизи ме-
ста измерения. Природа этого явления обсуждалась Имянитовым
(1949а), который отмечал, что только заряды, расположенные
близко к земле, могут вызывать появление горизонтальной компо-
ненты градиента потенциала на малых высотах над землей.1
Он проделал некоторые измерения, которые указали на существо-
вание удивительно большой горизонтальной компоненты, эти изме-
рения желательно повторить.

5.59. Влияние линий высокого напряжения на градиент потен-
циала. Чалмерс (1952а) обнаружил существование отрицатель-
ного градиента потенциала с подветренной стороны линий высокого
напряжения (133 000 В) во время дымки или тумана. Это может
быть объяснено образованием избыточного количества отрица-
тельных ионов при частичном нарушении изоляции, отрицательные
попы затем переносятся ветром. При соответствующих условиях
эффект наблюдался на расстояниях до 5 км от линий. Мюлейзен
(1953) наблюдал аналогичные эффекты на расстоянии 7 км от
линий электропередачи. Ясно, что необходимо проявлять осторож-
ность перед тем, как вполне определенным образом связывать
отрицательный градиент потенциала с процессом разделения заря-
дов в облаках.

Мюлейзен (1953) также провел наблюдения в хорошую погоду
за влиянием на градиент потенциала линий электропередачи,
у которых диаметр провода был слишком мал для передаваемого
высокого напряжения. Он обнаружил, что в таких случаях обычно
имеется положительный пространственный заряд, который часто
дает градиент потенциала, в несколько раз превышающий нор-
мальный. Вероятно, такие эффекты не будут иметь места, если про-
вода линии электропередачи будут иметь подходящий диаметр.

Позже Нориндер, Израэль и Сиксна (1954) обнаружили подоб-
ные эффекты и обсудили их в связи с лабораторными исследова-
ниями коронного разряда.

5.60. Влияние фёна. Рейтер (1958) обнаружил различие в дей-
ствии фёнов на градиент потенциала (фён в районе его наблюде-
ний— теплые сухие южные ветры). К одной группе результатов
изменения в градиенте потенциала были приписаны метели на гор-
ных пиках и в дальнейшем не обсуждались. Значительно чаще
возникает градиент потенциала, при котором токи проводимости
либо не изменяются, либо слегка увеличиваются; эти эффекты

1 Впоследствии эти заряды были непосредственно измерены Крозье (1965)
(см. § 6.14).
могут быть объяснены увеличением концентрации малых ионов,
вызванной увеличением радиоактивности воздуха. Эти эффекты
свойственны конкретной обстановке при наблюдениях Рейтера
и вряд ли имеют место в других случаях при наличии фёнов.

5.61. Вариации градиента потенциала под облаками. Витлок и
Чалмерс (1956) обнаружили, что под недождевыми облаками,
в частности под слоистыми и слоисто-кучевыми, вариации гради-
ента потенциала тесно связаны с состоянием неба над прибором.
Градиент потенциала достигает минимума под более мощными
участками облаков; на основании этого можно предположить, что
отрицательные заряды находятся у нижней границы таких участ-
ков облаков. В некоторых случаях эффекты были достаточными
для того, чтобы сделать градиент потенциала на земле отрицатель-
ным, и нет оснований считать, что эффекты могут быть объяснены
единственно с помощью различий в проводимости, как описано
в § 3.4. Для выяснения природы этих зарядов см. § 15.42.

Рейтер (1955а) обнаружил, что на градиент потенциала оказы-
вают влияние высоко-кучевые облака. Это заставило его предпо-
ложить, что они также отрицательно заряжены в нижней части.

5.62. Влияние пылевых бурь на градиент потенциала. Во вре-
мя сильных пылевых бурь в некоторых тропических областях воз-
никают значительные электрические эффекты. Вообще говоря, пы-
левые бури способствуют образованию отрицательного градиента
потенциала у земли. Полные исследования влияния пылевых бурь
на градиент потенциала были проведены Раджем (1914), который
нашел, что знак образованного градиента потенциала зависит от
химической природы пыли. Так, кислотная пыль вызывает образо-
вание отрицательного градиента потенциала, а щелочная пыль —
положительного. Эффект возникает вследствие разделения в про-
странстве, с одной стороны, больших частиц пыли, заряженных
одним знаком электричества, а с другой — либо меньших частиц
пыли, либо воздуха, заряженного другим знаком. В последнем слу-
чае это означает, что в нем образовались ионы.

Фрайер (1960) считает, что эффект «пылевых вихрей» в Сахаре
может быть описан, если вихри представить в виде диполей, при-
чем отрицательный заряд находится вверху, а положительный —
внизу. Крозье (1914) обнаружил аналогичные эффекты в Нью-
Мексико.

Лезем (1914) сравнивал пылевые вихри со снежными бурями
и предположил, что объяснить электрические эффекты в обоих слу-
чаях можно с помощью сходного механизма.

5.63. Эффекты, наблюдаемые на берегах больших водоемов.
Мюлейзен (1959) исследовал градиент потенциала и объемный за-
ряд на станции, расположенной на острове Сильт; особое внимание
обращалось на различия между ветрами на землю и на море.
Он нашел, что морские ветры связаны с более высокими градиен-
тами потенциала и с более быстрыми изменениями его величины
и что с этими ветрами связан положительный объемный заряд,
который должен образовываться у берега при ударах волн о берег.
Скорость, с которой устанавливались типичные значения гради-
ента потенциала при морских ветрах, после дождя и изменения на-
правления ветра была низкой, и поэтому предполагается, что основ-
ной эффект заключается в образовании малых положительных
ионов с последующим их присоединением к ядрам.

5.64. Градиент потенциала в нарушенную погоду. Рассматри-
вая большое число непрерывных записей градиента потенциала,
проведенных в различных местах, удивляешься, как мало имеется
результатов для периодов нарушенной погоды. Главная причина
этого заключается в том, что рабочий диапазон записывающих
приборов годится для градиентов потенциалов, наблюдающихся
в хорошую погоду. В нарушенную погоду значения градиента по-
тенциала часто выходят за пределы этого диапазона; действие
некоторых типов записывающих приборов нарушается также воз-
действием осадков.

Симпсон (1949) анализировал записи величин градиента потен-
циала ±2000 В/м радиоактивным коллектором, а также записи
прибора, измеряющего ток с острия для значений градиента по-
тенциала, превышающих ±2000 В/м. Он нашел, что при дожде,
вызванном теплым фронтом или возникшим в других относительно
спокойных системах, градиент потенциала обычно отрицателен и
довольно постоянен; его значение не превышает 1000 В/м. С другой
стороны, при дожде, связанном с холодным фронтом или другими
нестабильными системами, значение градиента потенциала не-
редко выходит за пределы ±2000 В/м, а его знак часто меняется.
Симпсон нашел, что характер записей градиента потенциала не
указывает на какую-либо связь последнего со скоростью выпаде-
ния дождя.

Фукс (1955) также обнаружил различие между влиянием теп-
лого и влиянием холодного фронтов на градиент потенциала и дал
сложное объяснение, по которому, однако, влияние холодных фрон-
тов оказывалось меньшим, чем найденное Симпсоном.

5.65. Градиент потенциала во время обложного дождя. Было
найдено, что во время обложного дождя градиент потенциала
у земли обычно отрицателен; Адкинс (1959а) нашел, что это спра-
ведливо для ледников, когда основание облака находится лишь
немного выше наблюдателя, так что вторичные процессы, проис-
ходящие между облаком и землей, не могут играть никакой роли.

Кельвин (18605, с) обнаружил, что градиент потенциала во
время дождя иногда остается положительным наверху 30-метро-
вой башни, в то время как на земле он становится отрицательным;
Шово (1900) наблюдал подобный эффект при измерениях на Эйфе-
левой башне. При этих условиях поверхностный заряд земли поло-
жителен, в то время как на вершине башни отрицателен; анализ
хода силовых линий показывает, что изменение знака градиента
потенциала вблизи поверхности земли происходит при отрицатель-
ном объемном заряде в воздухе на уровне ниже вершины башни.
Были сделаны различные предположения относительно причины
появления этого заряда.
Смит (1955) предположил, что отрицательный градиент потен-
циала образуется в результате разбрызгивания водяных капель
при падении на землю вследствие эффекта, найденного Ленардом
(1892) и обсуждавшегося в § 3.24. Результаты указывают на то,
что образование заряда в результате разбрызгивания происходит
только в тех случаях, когда дождь достаточно сильный. Следова-
тельно, разбрызгивание не может быть единственной причиной
образования отрицательного заряда. Но все же разбрызгивание
может играть некоторую роль. Величина заряда, образовавшегося
в результате разбрызгивания, и высота его расположения зависят
от состояния поверхности земли, и поэтому можно ожидать, что
любые эффекты, связанные с образованием градиента потенциала
вследствие разбрызгивания, должны зависеть от свойств поверхно-
сти. Частный случай представляет поверхность воды, где было
обнаружено, что разбрызгивание вызывает появление положитель-
ных зарядов, в противоположность «нормальному» разбрызгива-
нию, при котором образуются отрицательные заряды. Результаты
наблюдений градиента потенциала в течение спокойного дождя на
море носят противоречивый характер; Симпсон, и Райт (1911) на-
блюдали отрицательный градиент потенциала, т. е. того же знака,
что и на| суше, но Сванн (1915) нашел, что он, обычно, остается
положительным.

Адкинс (1959а) предположил, что отрицательный заряд ниже
вершины башни может возникать из-за зарядов, появляющихся
в том случае, если осадки тают в этой области; однако пока это
предположение не подтверждено. Результаты Рейтера (1955а) ука-
зывают на изменение знака градиента потенциала при переходе
дождя в снег как в пространстве, так и во времени, что согласуется
с предположением о> том, что таяние снежинок приводит к образо-
ванию отрицательного заряда.

Результаты для башен можно объяснить также тем, что капли
разрушаются во время порывов ветра, не долетая до поверхно-
сти земли, создавая тем самым отрицательный заряд в воздухе.

5.66. Градиент потенциала при снегопадах. Симпсон (1949)
нашел, что в устойчивых снегопадах градиент потенциала обычно
положителен, в противоположность обычно наблюдаемым отрица-
тельным значениям во время устойчивого дождя. Измерения в по-
лярных районах также показали, что при небольшом снегопаде
в отсутствие метели наблюдается положительный градиент потен-
циала (Симпсон, 1919; Свердруп, 1927; Шеппард, 1931).

Рейтер (1955а) провел измерения градиента потенциала одно-
временно на нескольких станциях, расположенных не очень далеко
друг от друга, но на различных высотах. Он нашел, что во время
сухого снегопада наблюдается положительный градиент потенци-
ала, но при дожде, смеси снега с дождем или мокром снеге гра-
диент потенциала становился отрицательным. Адкинс (1959а) об-
наружил, что градиент потенциала был положителен во время
снегопада, когда облако было очень низко над наблюдателем.
Если можно предположить, что градиент потенциала положителен
в свободном воздухе, где осадки представляют собой снег, и отри-
цателен, когда идет дождь, тогда должен возникать отрицатель-
ный объемный заряд в области таяния. Однако может быть, что
либо снег, либо дождь (или они вместе) вызывают эффект при
ударе о землю и это есть тот эффект, который вызывает увеличе-
ние наблюдаемого градиента потенциала за счет образования объ-
емного заряда. Для выяснения механизма этого эффекта необхо-
димо произвести измерения либо градиента потенциала в свобод-
ной атмосфере, либо объемных зарядов.

При снежных бурях или метелях градиент потенциала велик
и обычно имеет положительный знак (Симпсон, 1919). В снежных
ливнях градиент потенциала тоже велик, но крайне неустойчив по
величине.

5.67. Градиент потенциала в тумане. Влияние туманов на гра-
диент потенциала заключается в изменении проводимости в ту-
мане по сравнению с проводимостью чистого воздуха; этот эффект
будет рассматриваться в § 7.11.

Для тумана, занимающего большую область, наблюдалось зна-
чительное увеличение градиента потенциала, но для горного ту-
мана, имеющего ограниченную протяженность, градиент потенци-
ала уменьшается только слегка по сравнению с его значениями при
хорошей погоде.

5.68. Влияние ионов, возникающих при разряде с острий, на
градиент потенциала. Ионы, образующиеся при разряде с острия,
двигаются по ветру. Витлок и Чалмерс (1956) с помощью двух
электростатических флюксметров показали, что градиент потен-
циала с подветренной стороны точки разряда очень часто отлича-
ется от градиента потенциала с наветренной стороны, и предпо-
ложили, что это может быть причиной образования некоторых бо-
лее сложных «записей электрического поля» (§ 5.69), найденных
Симпсоном (1949). Скорость движения ионов и, вероятно, их число
зависят от скорости ветра, и так как ветер очень часто порывист
при тех условиях, которые приводят к появлению разряда с ост-
рия, могут происходить очень сильные вариации объемного заряда
вблизи электростатического флюксметра, расположенного с под-
ветренной стороны коронирующего острия, вызывая соответствую-
щие вариации в записях градиента потенциала. Когда имеется
много коронирующих острий в очень неспокойную погоду, измере-
ния градиента потенциала представляют сложную задачу и могут
дать очень мало информации относительно зарядов в облаке или
в осадках.

В более стационарных условиях при одиночном коронирующем
острие градиент потенциала с подветренной стороны острия будет
меньше, чем с наветренной, на величину, соответствующую влия-
нию ионов от коронирующего острия. Дэвис и Стендринг (1947)
рассчитали ожидавшийся эффект для того случая, когда ионы дви-
жутся горизонтально по прямой линии от острия.

Витлок и Чалмерс (1956) привели результаты, которые явст-
венно указывают на то, что действие скорости ветра на ток с острия

Ю Заказ № 500

145
составляет только одну треть от ожидавшегося. Но более точ-
ные исследования Маунда и Чалмерса (1960)показали, что на са-
мом деле измеренные характеристики находятся в очень хорошем
согласии с предсказанными. Маунд и Чалмерс показали как теоре-
тически, так и экспериментально, что турбулентная диффузия ио-
нов в направлении, перпендикулярном прямолинейному пути рас-
пространения, не должна заметно влиять на разницу между
градиентами потенциала с наветренной и подветренной сторон,
при условии, что расстояние от коронирующего острия не очень
велико.

5.69. Образцы записей градиентов потенциала. Симпсон (1949)
нашел, что в нарушенную погоду временами обнаруживаются

Рис. 27. Волнообразные образцы записей градиента потенциала во время
снегопада. Бендорф, 26 февраля 1946 г. (Симпсон, 1949).

интересные образцы записей градиента потенциала или тока раз-
ряда с острий; он выделил два характерных вида записей: волно-
образный и симметричный.

Записи волн, приближающиеся к простым гармоническим вол-
нам, временами с регулярными изменениями амплитуды включали
до пяти полных волн, лежащих в диапазоне от 700 до 23000 В/м
и с периодом от 4 до 106 мин; средние значения градиента при
волнах были всегда близки к нулю. Наиболее интересная запись,
наблюдавшаяся во время легкого снегопада, воспроизведена на
рис. 27.

Были найдены симметричные записи пяти различных типов,
причем наиболее поразительной их особенностью является симмет-
ричность во времени, как это видно на рис. 28. Центр записи часто
соответствует разрыву атмосферных характеристик того или иного
вида (например, холодного фронта), так что каждая половина
записи соответствует различной массе воздуха.

Записи подобного вида также были получены Сиварамакриш-
наном (1953), Нориндером, Израэлем и Сиксна (1954) и Витлоком
и Чалмерсом (1956).

Записи могут быть объяснены с помощью соответствующего рас-
положения зарядов по одной вертикальной линии для некоторых
«симметричных записей» и при их горизонтальном разделении для
«волновых записей» и других симметричных записей, например
Ы-образного вида. Изменения градиента потенциала будут тогда
вызваны либо горизонтальным движением целой системы зарядов
над наблюдателем, либо вертикальным движением зарядов в об-
лаке. С помощью двух электростатических флюксметров и измере-
ний интервалов времени (см. § 5.36) Витлок и Чалмерс (1956)
показали, что в некоторых случаях характер записей может быть

вызван зарядами, движущимися горизонтально со скоростью, не-
сколько большей, чем скорость ветра у земли, но меньшей, чем вы-
считанная геострофическая скорость ветра. Из-за влияния ионов
от коронных разрядов на вид записей (см. § 5.68) в случае, когда

градиент потенциала велик, этот метод не годится.

5.70. Влияние ливней космических лучей на градиент потен-
циала. Вильсон (1957) предположил, что ливни космических лу-

чей с очень высокой энер-
гией будут влиять на элек-
трическое состояние ниж-
них слоев атмосферы за
счет образования «доро-
жек» с высокой проводи-
мостью в довольно узкой
области, что в свою оче-
редь отразится на сило-
вых линиях и линиях про-
текания тока. Он пред-
положил, что изучение
одновременных быстрых
измерений градиента по-
тенциала на сети наблю-

Рис. 28. Симметричные образцы записей
градиента потенциала во время шквала. Ток
с острия. 14 декабря 1936 г. (Симпсон, 1949).

дательных станций может

дать простой метод обнаружения и изучения этих ливней.

Ожидаемый эффект зависит от того факта, что проводимость
при нормальных условиях увеличивается с высотой, в то время
как проводимость в столбе, сквозь который проходит ливень кос-
мических лучей, приблизительно постоянная.

Попытки проделать точные вычисления влияния, которое ока-
зывает такой столб на градиент потенциала в различных точках,
не были успешными, но кажется, что будет возможно с помощью
этого метода обнаруживать ливни с энергией 1020 и, вероятно,
1019 эВ. Однако обычно встречаются ливни с меньшей энергией,
порядка 1017 и 1018 эВ, которые и представляют особый интерес
для физиков, изучающих космические лучи, а ливни с большей
энергией так редки, что этот метод не имеет практической пользы.

5.71. Струйные течения и градиент потенциала. Фальконе
(1953) и Шеффер (1955) получили чрезвычайно высокие значения

градиента потенциала в хорошую погоду, измеренные с помощью
тока радиоактивного коллектора (см. § 5.14) в тех случаях, когда
струйное течение располагалось близко к месту наблюдения (Эл-
бени, Нью-Йорк). Однако Бент (1955), используя такую же аппа-
ратуру, не нашел регулярной связи между градиентом потенциала
и расстоянием до ближайшего струйного течения (на горе Вашинг-
тон, США), но наблюдал несколько случаев, когда был аномально
большой ток вблизи хорошо развитого струйного течения.

Грейстон (1954) провел статистический анализ записей гради-
ента потенциала в Лервике (Шетландские острова), измерения ко-
торого производились с помощью радиоактивного коллектора,
использованного обычным способом вблизи струйного течения.
Он не обнаружил какой-либо корреляции. Израэль (19595) указал
на трудности, которые возникают при объяснении любого эффекта
такого рода.

Важно отметить, что эффект обнаруживался в тех случаях,
когда производились измерения тока коллектора, и, вероятно, этот
ток зависит не только от градиента потенциала, но и от скорости
ветра. Если, следовательно, близкое струйное течение вызывает
повышение ветра у земли, то наблюдаемые эффекты могут быть
объяснены без привлечения каких-либо предположений относи-
тельно влияний электрического характера со стороны струйного
течения1 на градиент потенциала.

5.72. Градиент потенциала в верхних слоях атмосферы. Из-за
очень высокой электрической проводимости в ионосфере (80—
400 км) любые градиенты потенциала, естественно, очень малы.
Вследствие этого относительная роль магнитных эффектов в ионо-
сфере много больше, чем в нижних слоях атмосферы, и имеется
существенное взаимодействие между электрическими и магнит-
ными полями. Теория атмосферного динамо геомагнитных эффек-
тов приводит к идее о существовании электростатических полей,
и вычисления показывают, что их амплитуда будет порядка 10-2—
10~3 В/м.

Попытки измерить эти градиенты потенциала в верхней атмо-
сфере наталкиваются на две трудности, помимо малой величины
этих полей. Во-первых, каждый прибор, с помощью которого изме-
ряется поле, приобретает собственный заряд вследствие влияния
на него различных излучений и частиц, ударяющихся об него; этот
заряд вызывает собственное поле, которое должно быть устранено,
и проблема усложняется высокой проводимостью окружающего
пространства. Во-вторых, вдобавок к электрическому полю, име-
ется также ток проводимости, текущий к любому измеряющему
прибору. Если поле измеряется с помощью любого электростатичес-
кого флюксметра, сигналом является ток смещения, который зави-
сит от скорости изменения экспозиции пластины, и в то же время
возникает меняющийся ток проводимости с той же самой частотой,
но отличающейся фазой. Вилдман (1965) сделал попытку разде-
лить эти два эффекта с помощью использования двух различных
частот преобразования.2

1 Влияние струйных течении на градиент потенциала в ряде случаев свя-
зано с прохождением этих течений вблизи грозовых облаков.— Прим. ред.

2 Прибор, способный разделить токи сигнала и токи помехи при их отно-

шении до 10~4, был разработан в СССР еще в 1960 г. Имянитовым, Гдалевичем

и Шварцем. — Прим, перев.
Аппаратура, необходимая для измерений электростатических
полей в ионосфере, обсуждалась Сагалин (1950); Гдалевич (1965)
обсуждал специфические эксперименты с использованием ракет.

Глава 6

ОБЪЕМНЫЕ ЗАРЯДЫ

6.1. Свободный объемный заряд. Под термином «объемный за-
ряд» подразумевается свободный, несбалансированный заряд
в объеме воздуха, без учета зарядов обоих знаков, которые урав-
новешивают друг друга. Если в 1 м3 воздуха положительный заряд
достигает величины +СМ<л, а отрицательный заряд равен —фгКл,
тогда объемный заряд составляет (Ф1—Фг) Кл/м3.

Объемные заряды могут создаваться легкими и тяжелыми
ионами, частичками пыли, капельками, из которых состоят облака
пли туманы, а также частицами, составляющими атмосферные
осадки, и т. д.

В системе единиц МКС объемный заряд равен 1 Кл/м3, но мно-
гие исследователи выражали полученные результаты в элементар-
ных зарядах на 1 см3. Один элементарный заряд на 1 см3 состав-
ляет 0,16 пКл/м3 (1,6• 10-13 Кл/м3).

6.2. Первичные и вторичные объемные заряды. Объемные за-
ряды можно разделить в соответствии с их происхождением на
первичные и вторичные. Первичные объемные заряды — это за-
ряды, которые поступают в атмосферу в каком-либо месте, а за-
тем перемещаются с помощью каких-то носителей, в основном не
электрических по своей природе, в то место, где они измеряются;
например, объемные заряды, обусловленные выпадением осадков,
и объемные заряды в промышленном дыме. Вторичные объемные
заряды —это такие заряды, которые возникают за счет токов про-
водимости и, в частности, включают заряды, являющиеся следст-
вием изменений электрической проводимости, а также следствием
тока с острия. Ветер может превращать вторичный объемный за-
ряд в первичный.

При измерениях объемного заряда, когда нас интересуют вто-
ричные объемные заряды, важно, чтобы измерительная аппара-
тура как можно меньше влияла на естественные атмосферные
условия.

6.3. Методы измерений объемного заряда. Методы измерений
объемного заряда можно разделить на три основных класса. Ме-
тоды первого класса основаны на том, что объемный заряд втяги-
вается в заземленную клетку и при этом измеряется потенциал
в некоторой точке клетки. Методы второго класса заключаются
в том, что весь заряд собирают каким-либо, способом и измеряют.
В методах третьего класса используется закон Пуассона и объем-
ный заряд определяется по изменению градиента потенциала с вы-
сотой.

Воннегат и Мур (19586) дали весьма полное описание различ-
ных методов определения объемного заряда, более подробное,чем
в этой книге.

6.4. Метод измерений объемного заряда с помощью клетки.
Метод измерений объемного заряда с помощью клетки был пред-
ложен Кельвином (1862) и впервые был, по-видимому, использован
Шово (1902). Обширные измерения с помощью этого метода впер-
вые провел Келлер (1927). Воздух, объемный заряд которого
необходимо измерить, вдувают или втягивают в заземленную прово-
лочную клетку; потенциал в некоторой точке внутри клетки отли-
чается от потенциала земли, если внутри клетки есть объемный за-
ряд, и этот потенциал можно измерить; Келлер использовал для
этой цели капельный коллектор.1

Если на клетке имеется индуцированный заряд в поле земли,
ионы в воздушном потоке, движущемся к клетке, будут испыты-
вать влияние этого индуцированного заряда, причем ионы того же
знака, что и заряд, будут отталкиваться, а ионы противоположного
знака притягиваться. Увеличение размеров ячеек сетки будет
вызывать уменьшение этого эффекта, но может привести к тому,
что внешнее поле будет проникать в коллектор.

Воннегат и Мур (19586) создали кубическую клетку со сторо-
ной, равной 3,6 м, сетка которой была сделана из гальванически
покрытой стальной проволоки. Для того чтобы измерить потен-
циал или градиент потенциала внутри клетки, они размещали ра-
диоактивный коллектор и различного рода электростатические
флюксметры в центре куба. Оказалось, что результаты измерений
разными приборами хорошо согласуются; в конечном счете они
выбрали полониевый коллектор. Воннегат и Мур использовали
вычисления Додсона (1950) и получили плотность объемного за-
ряда (в элементарных зарядах на 1 см3) равной 77 = 780 VII2, где
V — потенциал (в вольтах) в центре куба со стороной I м. Мюлей-
зен и Холл (1952) использовали вариант метода Келлера, в кото-
ром вместо потенциала, приобретаемого капельным коллектором,
измерялись заряды капель, падающих из заземленного коллектора,
помещенного в заземленную клетку.

6.5. Метод фильтрации. Оболенский (1925) первым использо-
вал метод, который заключался в том, что воздух втягивался че-
рез поглотитель, который захватывал заряд, а затем заряд ре-
гистрировался электрометром. Оболенский использовал в качестве
поглотителя бумажную вату. Браун (1930) применял стальную
вату, его прибор показан на рис. 29. Кинман (1954) тщательно
сравнил результаты, полученные с помощью этих двух приборов,
и нашел, что они хорошо согласуются.

1 Другой вариант этого метода предложен Имянитовым (1958), измерявшим

напряженность поля под сеткой у поверхности земли. — Прим. ред.
Воннегат и Мур (19586) считали, что волокна стальной ваты
слишком велики, чтобы захватить все ядра конденсации; они пред-
ложили использовать стекловату и отметили, что ее изоляционные-
свойства не являются недостатком, поскольку проводящий футляр,,
окружающий вату, будет действовать как «цилиндр Фарадея»,
однако заряд, имеющийся на волокнах, может отталкивать другие
заряды того же знака и уменьшать эффективность собирания за-
рядов. Бент (1964) показал, что его прибор дает очень большую
эффективность собирания зарядов.

Рис. 29. Прибор для измерения объемного заряда (Браун, 1930).

/ — лампа, 2— янтарь, 3 — металлическая вата, 4 —заземляющий ключ, 5—ма-
нометр, 6 —насос, 7 — расширительная камера, 8 — мотор, 9— барабан с бу-
магой, 10— металлическая пластина в окне, // — синхронный мотор, 12— элек-
трометр.

С приборами такого типа необходимо проявлять осторожность,,
чтобы избежать эффекта индуцированных зарядов вблизи вход-
ного отверстия. Если прибор устанавливают на открытом воздухе,,
чтобы получить естественный объемный заряд на определенном
уровне, экран (кожух) прибора должен быть заземлен, в против-
ном случае будет сказываться влияние токов смещения (см. § 8.3).
В естественном поле в таком случае на экране будут находиться
индуцированные заряды со знаком, противоположным знаку гради-
ента потенциала, поэтому ионы того же знака, что и градиент по-
тенциала, могут притягиваться к экрану вблизи входного отверстия;
и, следовательно, могут не попасть в прибор. Если этот недостаток
попытаться устранить увеличением скорости всасывания воздуха,,
то вполне возможно, что втягиваемый воздух будет поступать не
с того уровня, на котором установлен прибор.

Вероятно, можно избежать эффекта индуцированных зарядов,
вблизи входного отверстия, если поместить весь прибор 'внутри;
заземленной клетки, но в таком случае индуцированные заряды
могут появляться там, где воздух входит в клетку. При этом усло-
вия внутри клетки могут не соответствовать условиям в свободном
воздухе, и поэтому такие результаты могут оказаться недосто-
верными.

Смидди и Чалмерс (1959) сравнивали результаты, полученные
с помощью подобного прибора, с результатами, полученными при
использовании двойных электростатических флюксметров (см.
•§ 5.32, 6.7), и нашли, что результаты хорошо согласуются, за ис-
ключением тех случаев, когда предполагали, что в воздухе сущест-
вует особенно большое число легких ионов; в этом случае резуль-
таты соответствовали теоретическим только при учете влияния ин-
дуцированных зарядов.

Чтобы избежать влияния индуцированных зарядов на резуль-
таты измерений, а также возмущения естественного электрического
состояния атмосферы под влиянием заряженного тела, желательно
поддерживать потенциал экрана фильтрующего прибора равным
потенциалу окружающей среды. С этой целью надо ввести зазем-
ленный экран между кожухом и коллектором и исключить влияние
токов смещения. Для того чтобы потенциал кожуха сделать равным
потенциалу окружающей его среды, можно использовать двойной
электростатический флюксметр. Применять коллектор как вырав-
ниватель потенциала нежелательно, поскольку он образует ионы
(радиоактивный источник) или даже капли (капельный коллектор).

6.6. Методы электростатического осаждения. Воннегат и Мур
(19586) предложили электростатические методы осаждения объ-
емного заряда, которые аналогичны методам фильтрации. Один из
методов заключается в использовании ионного счетчика (см.
§ 4.11), который считает ионы обоих знаков, образовавшиеся
в результате приложения поля любого знака (либо попеременно,
либо одновременно) к разным электродам, и собирает ионы с очень
низкой подвижностью. Другой метод состоит в том, что воздух
в приборе делается настолько проводящим, что даже частицы
с очень низкой подвижностью за счет большого заряда на них бу-
дут двигаться к стенкам собирающей трубки; Воннегат и Мур
(19586), для того чтобы сделать воздух проводящим, использовали
рентгеновские лучи, а также а-частицы; при этом возникали
ошибки нулевого отсчета, поскольку возникал неустранимый отри-
цательный заряд.

6.7. Изменение градиента потенциала. Для того чтобы вызвать
изменение градиента потенциала величиной 1 В на 1 м, нужен
объемный заряд, равный 8,8-10—12 Кл/м3, что составляет около
55 элементарных зарядов на 1 см3. Хотя с помощью существующих
приборов невозможно измерить градиенты потенциала с точно-
стью, большей 1 В/м, можно увеличить вертикальное расстояние
между коллекторами и измерять объемные заряды порядка 2Х
ХЮ1’ Кл/м3.

Даундерер (1907, 1909) использовал три пламенных коллектора,
помещенные на высоте 2 и 1 м над поверхностью земли. Для того
.152
чтобы избежать эффектов, обусловленных самими коллекторами,,
он измерял только разность потенциалов, приобретенных коллек-
торами. Нориндер (1921) и Скрэйз (1935Ь) использовали натяну-
тые проволоки с коллекторами посредине; Нориндер измерял одно-
временно потенциалы, образовавшиеся на проволоках, размещен-
ных на различных высотах, в то время как Скрэйз измерял
разность потенциалов двух проволок, натянутых на расстоянии 1 м
друг от друга на различных средних высотах. Брейзфилд (1959)
запускал зонд со змеем на высоту 43 м и с его помощью подни-
мал радиоактивный коллектор на высоты 33 и 21 м; он нашел, что-
нет необходимости делать поправку на влияние зонда. Кроме того,
он использовал длинный шест, на котором помещал коллектор на
высоте 8 м, и считал, что в этом случае необходимо вводить по-
правку на искажение электрического поля шестом. Если предыду-
щие исследователи использовали электростатические приборы для
измерения потенциала, то Брейзфилд использовал токоизмеритель-
ные приборы, измеряющие ток коллектора, при этом между кол-
лектором и землей он ставил большое сопротивление. Таким обра-
зом, использовался метод измерений, который можно сравнить-
с методом Брюэра (см. § 5.13).

Совершенно очевидно, что при измерении объемных зарядов не-
желательно, чтобы измерительный прибор производил ионы, по-
скольку они вызывают изменения проводимости и, следовательно,,
(см. § 3.26) возникновение дополнительных объемных зарядов.

До сих пор единственным прибором для измерения потенциа-
лов или градиентов потенциалов в отдельных точках над поверх-
ностью земли (без существенных искажений поля) по-видимому,.
является двойной электростатический флюксметр (Смидди и Чал-
мерс, 1958, см. § 5.32). Поскольку двойной электростатический
флюксметр измеряет как потенциал, так и градиент потенциала^
одного такого флюксметра достаточно для получения величины
всего объемного заряда между землей и уровнем, на котором нахо-
дится прибор. С помощью двух двойных флюксметров можно опре-
делить объемный заряд между ними.

Необходимо заметить, что этот метод позволяет измерять лю-
бые объемные заряды, в том числе и на частицах осадков, тогда
как прибор, основанный на методе фильтрации, может не зарегист-
рировать заряд таких частиц.

6.8. Величины объемного заряда при хорошей погоде. Келлер
(1927) нашел, что величина объемного заряда составляет от +60
до +300 пКл/м3, при этом средняя величина его равна +193 пКл/м3.
По данным Оболенского (1925), он имеет отрицательные значе-
ния летом и среднюю величину за год +1,2 пКл/м3. Браун (1930)
получил среднюю величину за год непрерывных наблюдений, рав-
ную + 28 пКл/см3.

Основываясь на данных об изменении градиента потенциала
с высотой, Даундерер (1907, 1909) нашел, что в нижнем двухмет-
ровом слое зимой объемный заряд отрицательный, в остальное
время года положительный; его средняя величина за год состав-
ляет +38 пКл/см3. Нориндер (1921) определил, что для слоя от О
до 3 м он равен —40 пКл/м3, в то время как на высоте 8—9 м заряд
был положительным. Скрэйз (1935Ь) получил разные результаты
для турбулентного и неподвижного воздуха; для турбулентного
воздуха пространственный заряд был всегда положительным; для
неподвижного воздуха величина была отрицательной в нижнем
пятиметровом слое и положительной выше; его средняя величина
составляла +10 пКл/м3.

Смидди и Чалмерс (1959) нашли, что начиная с высот 1—3 м
•средняя величина объемного заряда составляет —20 пКл/м3, если
исключить те случаи, когда промышленные дымы вызывали обра-
зование положительного объемного заряда. Они также нашли, что
величина объемного заряда зависит от градиента потенциала: бо-
лее высокому градиенту потенциала соответствует больший отри-
цательный заряд. Это может быть связано с влиянием радиоактив-
ного излучения, идущего из земли (см. § 8.20).

Лоу (1963) получил величины объемного заряда равными
+ 10 пКл/м3 для дневного времени и —20 пКл/м3 для ночного вре-
мени на высоте 50 см. Крозье (1963) нашел, что непосредственно
у земли в тихую погоду в ночное время эта величина равна
+ 500 пКл/м3. Он объяснил столь большой заряд электродным эф-
фектом (§ 8.19). Бент и Хатчинсон (1966) получили величины, ко-
торые в основном находились в диапазоне ±60 пКл/м3.

Мур и др. (1962) при измерениях с самолета обнаружили, что
концентрация объемного заряда начиная с поверхности земли и
до высоты 600 м, исключая первые несколько метров от земли,
редко превышает 0,16 пКл/м3 (1 элементарный заряд на 1 см3);
немногие случаи наличия более высокого заряда были объяснены
присутствием дымки.

6.9. Объемный заряд и плотность ионов. Объемный заряд
+ 10 пКл/м3 соответствует избытку положительных ионов, состав-
ляющему 6-107 ионов/м3. В Кью, где Скрэйз производил свои изме-
рения, среднее число легких ионов равно 2- 108 м3. Таким образом,
если избыток положительных ионов создается только легкими
ионами, М1/и2 будет равно 1,42; измерения показали, что т/и2 =
= 1,35, что соответствует избытку положительных тяжелых ионов,
примерно равному 107 м3; Аг|~7,5- 109 ионов/м3, так что отношение
]У1№2 по-прежнему остается близким к единице.

Наибольший объемный заряд, найденный Скрэйзом, равен
+ 500 пКл/м3 для неподвижного воздуха на высоте 5—7 м, что
•соответствует избытку положительных ионов, равному 3-109 м3.
При таких условиях А^ — 1,5-1010 м3, поэтому М/ЛА будет состав-
лять только около 1,2, если весь избыток создан тяжелыми ионами.

6.10. Объемные заряды и влажность воздуха. Мюлейзеи
(1958), работая в закрытом помещении, нашел, что воздух в за-
крытом пространстве приобретает отрицательный объемный заряд
в условиях высокой влажности и положительный заряд, когда
влажность понижается. Не совсем ясно, что происходит с части-
цами, знак которых противоположен знаку частиц, образующих
объемный заряд. Если эти результаты будут получены для изме-
рений на открытом воздухе, то они смогут разъяснить явления,,
происходящие при восходе Солнца (см. § 5,46, 8.23).

6.11. Объемные заряды во время дождя. Адкинс (1959Ь) из-
мерял объемный заряд во время дождя и нашел, что он был мал
при слабом дожде и возрастал при сильном. Результаты, получен-
ные во время сильного дождя, согласовывались с результатами,
полученными путем подсчета ионов, при этом знак объемного за-
ряда был противоположен знаку градиента потенциала.

Смидди и Чалмерс (1960) также обнаружили, что объемные
заряды появляются только во время сильного дождя и всегда яв-
ляются отрицательными.

6.12. Объемные заряды на уровне облаков. Воннегат, Мур и
Блум (1957) использовали данные самолетных измерений гради-
ента потенциала для расчета объемного заряда на различных вы-
сотах; измерения производили с помощью радиоактивных коллек-
торов, укрепленных на концах крыльев самолета во время виража
его с углом 20°. Их результаты указали на появление ожидаемого
при нарушении проводимости объемного заряда (см. § 2.19), в част-
ности, на верхней границе слоя обмена. Но они также обнаружили
отрицательные заряды на уровне облаков при отсутствии послед-
них, аналогичные результаты были получены Кенигсфельдом (1953)
при измерениях с помощью радиозондов.1 Поскольку эти отрица-
тельные заряды были обнаружены только при полетах над сушей,
предполагалось, что они могут быть обусловлены проводимостью,
вызванной радиоактивностью в атмосфере, большей на низких
уровнях, чем на более высоких.

6.13. Скопления объемных зарядов. Измерения изменений
градиента потенциала за короткий интервал времени (см. § 5.57)
показали, что существуют эффекты, которые должны объясняться
действием объемных зарядов. В некоторых случаях объемные за-
ряды могут быть связаны с облаками, но во многих случаях они
находятся значительно ниже.

Одним из наиболее заметных эффектов такого рода является
образование положительного объемного заряда под влиянием пара
или дыма от локомотива. Впервые это было замечено Кельвином
(1860а), прокомментировано Израэлем (1950Ь) и другими, иссле-
довано более подробно Мюлейзеном (1953). Витлок и Чалмерс
(1955) исследовали скорость движения скоплений объемного за-
ряда, которые, как предполагалось, образовывались паром или ды-
мом от локомотивов. Используя двойные электростатические флюк-
сметры, помещенные на расстоянии 100 м друг от друга, в направ-
лении движения воздуха, они нашли, что скопления объемных
зарядов движутся со скоростью ветра на высоте порядка нескольких
десятков метров; они также нашли, что объемные заряды можно
было обнаружить на расстоянии более 1 км от источника даже
в тех случаях, когда дым и пар уже не наблюдались.

1 Этот эффект был впервые обнаружен в 1952 г. Имянитовым,— Прим, перев.
Мюлейзен (1953) наблюдал положительные объемные заряды,
образующиеся во время работы моторов, использующих дизельное
топливо, а также при других процессах горения, в то время как
вблизи горелок химической лаборатории и газовых заводов обра-
зовывались отрицательные объемные заряды. Он нашел, что про-
водимость возрастает вблизи источника объемного заряда и умень-
шается на большом расстоянии от него, тем самым показывая, что
первоначально образуются легкие ионы, которые впоследствии ста-
новятся тяжелыми ионами и мало влияют на проводимость, хотя
по-прежнему влияют на градиент потенциала. Мюлейзен (1956)

Рис. 30. Импульс градиента потенциала,
обусловленный объемным зарядом.

рассматривал действие
этих объемных зарядов
в связи с суточными изме-
нениями градиента потен-
циала (см. § 5.45).

Брейзфилд (1958), Из-
раэль (1959а) и Пирс
(1964) указали еще на
ряд случаев возникнове-
ния скоплений объемных
зарядов.

Другой пример появ-
ления скоплений объем-
ных зарядов можно найти
у Мура и др. (1962). Они
обнаружили положитель-
ный объемный заряд в ни-
сходящем потоке воздуха
вблизи телевизионной
башни и считали, что

объяснить это можно, по видимому, тем, что на вершине башни под
воздействием электродного эффекта создается положительный за-
ряд, который затем сдувается вниз ветром.

6.14. Объемные заряды, образующиеся в естественных усло-
виях. Одним из природных эффектов, в результате которого
образуется объемный заряд, является электродный эффект. Крозье
(1965) определил естественный объемный заряд вблизи поверхно-
сти земли путем измерения потенциалов с помощью пассивных
антенн, расположенных на разных высотах (см. § 5.17); результаты
были подтверждены непосредственными измерениями объемных
зарядов. Ночью при скорости ветра менее 1 м/с он нашел положи-
тельные объемные заряды на высоте до 15—40 см, величина этих
зарядов составляет примерно 240 пКл/м3. Начиная с этой высоты
и до высоты 3 м он обнаружил отрицательные объемные заряды
со средним значением около —50 пКл/м3. При коротких интерва-
лах наблюдений значения положительных и отрицательных заря-
дов в 3 раза превышали приведенные. Ночью, когда скорость ветра
. была больше 1 м/с, и днем при любой скорости ветра отрицатель-
ные объемные заряды исчезали, положительные объемные заряды
составляли около 80 пКл/м3 вблизи земли. Полученные результаты
он объяснил на основе предположения, что вблизи земли скорость
образования ионов велика, в особенности при слабом ветре, когда
радон может скапливаться у поверхности земли.

Бент и другие (1965) появление объемных зарядов объясняли
токами с острий, возникающими у вершин деревьев (см. § 9.14).
Бент и Хатчинсон (1965) нашли объемные заряды, связанные
с таянием снега на земле.

6.15. Колебания градиента потенциала в хорошую погоду.
Витлок и Чалмерс (1956) исследовали изменения градиента по-
тенциала за короткий период'времени, порядка нескольких минут.
В условиях хорошей погоды, в особенности при инверсии вблизи
поверхности земли, когда отсутствует конвекция, градиент потен-
циала отличается постоянством — изменение в минуту составляет
не более 2%.

При менее стабильных условиях, например при образовании
кучевых облаков хорошей погоды или при безоблачном небе и за-
метной конвекции, изменения градиента потенциала более сущест-
венны и достигают 15% в минуту. На записях градиента потен-
циала часто возникают копьевидные выбросы с определенной
частотой повторений; можно оценить, используя данные о ветре у по-
верхности земли, что расстояние между выбросами приблизительно
2 км. Даже при кучевых облаках выбросы не указывают на непо-
средственную связь с облаками. Очевидно, выбросы могут быть
связаны с конвективными ячейками, при этом та часть ячейки,
которая движется вверх, имеет избыток положительного заряда,
приносимого с нижних уровней; найденные размеры конвективных
ячеек вполне согласуются с этой теорией.

Бент и Хатчинсон (1966) с помощью непосредственных изме-
рений объемного заряда обнаружили эффекты, аналогичные эффек-
там, найденным Витлоком и Чалмерсом, и подтвердили связь этих
эффектов с конвективными ячейками. Они нашли, что в то время,
когда объемный заряд достигает максимума, наблюдается макси-
мум абсолютной влажности и температуры при менее ярко выра-
женном минимуме скорости ветра по горизонтали; эти эффекты
распространяются по крайней мере до высоты 19 м.

Израэль (1959а) нашел, что величина «возбуждения» увеличи-
вается с увеличением абсолютных значений градиента потенциала.
Брейзфилд (1958) обнаружил аналогичную зависимость между
градиентом потенциала и частотой его изменений за счет действия
объемных зарядов.

6.16. Искусственно созданные объемные заряды. Искусствен-
ные объемные заряды, образованные паром и дымом от локомоти-
вов и т. д., рассматривались в § 6.13.

Попытки создать объемные заряды искусственным путем были
предприняты Воннегатом и Муром (1958а), Воннегатом и др.
(1961) и Воннегатом и др. (1962). Результаты исследований по-
казали, что полученные искусственным способом заряды можно
обнаружить на значительном расстоянии от источника и что
с помощью конвективных токов эти заряды могут создавать по-
тенциалы, существенно превышающие потенциал в месте их обра-
зования.

Бент и Хатчинсон (1966) наблюдали два вида объемных заря-
дов, полученных непреднамеренно от искусственных источников,
отличающихся от упомянутых в § 6.13. Они обнаружили возникно-
вение отрицательного объемного заряда во время тумана — эффект,
хорошо согласующийся с влиянием заряда на градиент потенциала,
описанным Чалмерсом (1952а). Заряды могли образоваться в ре-
зультате пробоя изоляции на линиях электропередачи; в некото-
рых случаях объемный заряд проходил 17 км в области без ту-
мана. Они также обнаружили эффекты трех разных видов, кото-
рые они объяснили влиянием на градиент потенциала электродного
эффекта вблизи заземленной металлической решетки мачты.

Глава 7

ПРОВОДИМОСТЬ ВОЗДУХА

7.1. Ионная проводимость. Если о и — вертикальный ток
проводимости на единицу площади поперечного сечения, перено-
симый соответственно положительными и отрицательными ионами,
а р— вертикальный градиент потенциала, то и Х2 = »2/^

обозначают удельные полярные проводимости двух знаков.

Если П1, П2 — числа положительных и отрицательных ионов
с подвижностями и и зарядами ±е, то "М=пхет1 и Х2=И2вШ2-
Если есть ионы с разными подвижностями, то это можно записать
в общем виде следующим образом:

'кХ = '^ПхегО)Х И ^2=2 «2^2-

Тяжелые ионы имеют малые подвижности, и поэтому их число
редко бывает (или вообще не бывает) достаточно большим (по
сравнению с числом легких ионов) для того, чтобы они могли иг-
рать какую-либо существенную роль в проводимости; то же самое,
по-видимому, справедливо относительно средних ионов.

7.2. Утечка с проводника. Проводимость может быть измерена
путем определения утечки заряда Х2 с проводника, если исполь-
зовать соотношение

<2=<2оехр(--^-),

где 7— отрицательная проводимость, если проводник заряжен по-
ложительно, и наоборот. Это уравнение впервые было получено
Рикке (1903) для сферического проводника, но затем было исполь-
зовано Сваном для проводника любой формы (1914а).
Существуют некоторые ограничения условий, при которых при-
меним закон Рикке. Прежде всего, градиент не должен быть слиш-
ком большим, чтобы не создавались условия, для которых закон
Ома несправедлив или, иными словами, ток, разряжающий про-
водник, не должен существенно изменять распределение ионов
в воздухе вблизи проводника. Далее, поле, в котором находится
проводник, не должно быть слишком большим, иначе образование
индуцированных зарядов привело бы к тому, что разные части про-
водника имели бы заряды разных знаков, т. е. ток, идущий к про-
воднику, включал бы ионы обоих знаков. Закон нарушается, если
вблизи проводника присутствуют объемные заряды, которые могут
образоваться в неподвижном воздухе под влиянием электродного
эффекта.

Чтобы избежать условий, в которых несправедлив закон Ома,
а также исключить возникновение электродного эффекта, можно
создать поток воздуха, проходящий вблизи проводника; необхо-
димо, однако, сделать так, чтобы воздушный поток был направлен
параллельно поверхности проводника, иначе могут возникнуть от-
клонения от закона Рикке.

Для избежания влияния индуцированных зарядов на проводи-
мость проводник должен быть экранирован от поля земли; это мо-
жно осуществить, поместив проводник внутри экранирующей обо-
лочки и создав внутри необходимый обдув; экран может также
представлять собой проволочную клетку, позволяющую использо-
вать естественный обдув. В обоих случаях необходимо принять
меры для уменьшения воздействия индуцированных на экране за-
рядов, создающего различие в условиях подхода к прибору ионов
противоположных знаков.

Самый первый прибор для измерения проводимости был создан
Эльстером и Гейтелем (1899), однако он оказался непригодным,
поскольку проводник находился в закрытом объеме и закон Ома
не выполнялся. Более удачные приборы разработали Гердиен
(1905) и Шеринг (1906) —устройство с цилиндрическим конденса-
тором й устройство с клеткой. Позднее Каземир и Рунке (1958)
использовали натянутую в воздухе проволоку с потенциалом, рав-
ным потенциалу земли. При этом заряженная сетка, помещенная
рядом, создавала электрическое поле у поверхности провода. Они
считали, что скорость ветра достаточно велика, чтобы преодолеть
эффекты нарушений, создаваемых влиянием проволоки и сетки
на поле в атмосфере.

7.3. Метод цилиндрического конденсатора. Гердиен (19055)
использовал для определения проводимости цилиндрический кон-
денсатор, в котором воздух прогонялся с достаточно большой ско-
ростью, чтобы обеспечить выполнение закона Ома. В приборе ис-
пользовались внешний электрод — трубка длиной 56 см и радиусом
8 см — и внутренний электрод — стержень длиной 25 см и радиу-
сом 0,75 см.

К электродам прикладывалась разность потенциала 100 В;
скорость потока воздуха превышала величину ЬЦ.
Теорию можно рассматривать либо в свете результатов, при-
веденных ранее, либо в свете формулы Рикке. Ранее было пока-
зано, что число ионов, достигающих центрального цилиндра за
единицу времени, есть число ионов, входящих в круг радиуса /?,
если выполняется условие

и (ф-К2) 1п^=2®! 1/Л.

Если Н1 — число ионов на единицу объема, число ионов, входя-
щих в круг этого радиуса за единицу времени, будет равно

или . .

1пТ~

Таким образом, заряд, достигающий центрального цилиндра за
единицу времени, будет равен

2я1.Уп1егр1 _

, а а

1п -г- 1п -г-

Ь Ь

Эту формулу можно получить и иначе; из формулы Рикке следует,
что ток составляет =—ф/./ео.

Если У— разность потенциалов между электродами, а С — ем-
кость, то (} = СУ. Тогда ток равен СЕЛ/е0.

Но емкость цилиндрического конденсатора равна 2леоЛ/(1п а/Ь),
так что получается тот же результат.

В действительности часть ионов собирается на держателях цент-
рального электрода, а цилиндрический конденсатор, длина кото-
рого не бесконечна, имеет емкость, величина которой отличается
от теоретической. Подсчитать истинную емкость не просто, однако
Смит (1953) разработал экспериментальный метод для ее опре-
деления. Если величину, полученную этим методом, подставить
в выражение СЕл/ео, то она не будет отличаться от теоретической.

В приборе Гердиена электрометр соединялся с центральным
электродом и регистрировал первоначально потенциал Е1, а спу-
стя время / потенциал У г, так что на основании формулы Рикке
О.гЮ.1= Ег/Е1 = ехр (—/.7/г0) или = 1п У1/У2.

Нолан (1940) приспособил этот прибор для измерений прово-
димости нулевым методом. Потенциал внешнего электрода менялся
таким образом, чтобы на центральном электроде поддерживался
постоянный потенциал; при этом изменение потенциала, вызванное
появлением заряда, компенсировалось изменением разности между
потенциалами на электродах. Формула, приведенная выше, оказы-
вается в этом случае в большей степени справедливой, так как
исключает влияние паразитных емкостей. Кроме того, нет необходи-
мости калибровать электрометр, поскольку отношение К1/У2 есть
отношение двух сопротивлений потенциометра.

В современной практике прикладывают постоянную разность
потенциалов между электродами и измеряют электронными сред-
160
ствами ток. Коронита и др. (1954), Кенигсфельд (1955), Венките-
шваран, Гупта и Худдар (1953), Люжен и Бонненбласт (1957), Ха-
такеямя и др. (1958), Джонс, Меддевер и Сандерс (1959а) этот
прибор несколько изменили и приспособили для измерений с по-
мощью радиозондов. Прибор, предназначенный для измерений
с помощью самолета, был описан Коронита (1960).

Рис. 31. Прибор для измерения проводимости (Флеминг, 1939).

А — конденсатор для измерения проводимости, В — защитные экраны, С — труба
к вентилятору, Р — крыша здания, Е — экран, Г — место забора воздуха, С — цент-
ральный цилиндр, Н — радиоактивное сопротивление, / — батарея, У — сопротивление,
К — электрометр, Ь — переключатель для установки нуля, М — конденсатор для уста-
новки нуля, ТУ — конденсатор для калибровки, О — переключатель для калибровки,
Р — батарея для калибровки. С? — подвижная часть калибровочного конденсатора,
Я н У — защитные кольца, 2 — изолятор.

7.4. Метод проволочной клетки. Шеринг (1906) поместил за-
ряженный проводник внутри заземленной проволочной клетки и
измерил скорость исчезновения заряда. Применение клетки исклю-
чало образование на проводнике индуцированного заряда, и пред-
полагалось, что нормальные воздушные потоки воздуха сделают
воздух вблизи проводника близким по свойствам к естественному
воздуху. Также было необходимо избежать влияния зарядов,
индуцированных внешним полем, на проволочной клетке, так как
такие заряды изменяли бы ионный состав воздуха, входящего
в клетку. Шеринг попытался сделать это, помещая клетку под де-
ревьями или под крышей или внутри большой клетки, но заряды,
индуцированные на этих внешних предметах, могли оказывать
влияние, подобное тому, которое надеялись устранить.

7.5. Метод Ноланов. Нолан и Нолан (1937), вместо непосред-
ственных измерений проводимости, измеряли в отдельности щ и ад
и рассчитывали М по формуле Х1 = теад. Для измерения подвиж-
ности они применяли метод, который сводился к сочетанию мето-
дов Эберта и Гердиена для измерения гц и С этой целью Но-
ланы использовали два больших одинаковых цилиндра, к одному
из которых прикладывалось электрическое поле, достаточно боль-
шое для собирания всех ионов с подвижностью, выше определенной
величины, и таким образом измеряли ще. Ко второму цилиндру
прикладывались последовательно меньшие потенциалы, причем
наклон кривой, связывающей ток и потенциал, давал = п.1вад.
В результате деления было получено ад, при этом из расчета
исключалась величина т. Этим методом получают некоторую сред-
нюю подвижность, пригодную для измерений проводимости. Вели-
чина эта более надежная, чем величины подвижности, получен-
ные иными способами. Величина те измерялась отдельно с по-
мощью ионного счетчика, описанного в § 4.11.

Преимущество этого метода по сравнению с методом Гердиена
заключается, по-видимому, в том, что П1 может быть измерено бо-
лее точно, чем Хц а ад может быть получено в условиях, аналогич-
ных условиям измерения т. Однако в более поздних исследова-
ниях (Нолан, 1940) измерения проводимости проводились непо-
средственным методом, который представлял собой модификацию
метода Гердиена (см. § 7.3).

7.6. Измерения вблизи земли. Хогг (1939Ь) измерял проводи-
мость, обусловленную ионами обоих знаков на различной высоте
вблизи земли прибором, аналогичным прибору Гердиена. Если по-
тенциал наружной трубки равен потенциалу земли, то на ней воз-
никает индуцированный заряд, влияющий на распределение ионов
в ее окрестности. Для избежания этого Хогг использовал картон-
ную трубу, заканчивающуюся у входного отверстия металличес-
ким кольцом, потенциал которого устанавливался равным потен-
циалу окружающего воздуха; величина потенциала кольца опре-
делялась путем измерений градиента потенциала непосредственно
до основного' измерения проводимости.

Воздух после прохождения через трубу втягивался в прибор
для измерения проводимости.

Хигадзи и Чалмерс (1966) использовали аналогичный прибор,
при этом потенциал на кольце регулировался непрерывно с помо-
щью электростатического флюксметра. Чтобы избежать потери
ионов, которая происходит, когда поток воздуха поворачивает под
углом, цилиндрический конденсатор устанавливался вертикально
непосредственно под картонной трубой. Измерения проводились
одновременно с помощью двух приборов; измерялась либо прово-
димость обоих знаков, либо проводимость одного знака на разных
высотах.

Хогг измерения проводимости производил при слабом ветре
и нашел, что проводимость, обусловленная положительными
ионами, была наибольшей вблизи земли: на высоте 1 м и больше
эта проводимость уменьшалась до половины значения, полученного
у земли. В то же время проводимость, обусловленная отрицатель-
ными ионами, была очень мала вблизи земли и возрастала до ве-
личины, почти равной величине проводимости, вызванной положи-
тельными ионами на высоте 1 м. Общая проводимость оставалась
почти постоянной во всем диапазоне высот.

Хигадзи и Чалмерс получили результаты, согласующиеся с ре-
зультатами Хогга только при очень слабом ветре или когда гра-
диент потенциала превышал нормальную величину. При умеренном
ветре отношение положительной проводимости к отрицательной
превышает единицу на уровне земли, но в среднем равно 1,43; как
проводимости, так и их отношение уменьшаются с увеличением
высоты.

Роль этих результатов будет обсуждаться в § 8.15.

7.7. Косвенный метод определения проводимости. Поскольку
ток I, градиент потенциала Р и проводимость К связаны уравне-
нием 1=РР, Л можно получить путем расчета, если измерить I и
Р. Однако непосредственно измерить I пока что удавалось только
у поверхности земли, и поэтому в этом случае X представляет со-
бой величину, полученную у поверхности земли; при положитель-
ном градиенте потенциала эта величина обусловливается лишь
положительными ионами, если только не появляются отрицатель-
ные ионы, поступающие из земли.

Все измерения Нолана и Нолана (1937), Хогга (1939Ь) и Но-
лана (1940) показали, что X, полученное непосредственно у земли
косвенным путем, почти равно 7., измеренному прямым методом
выше над землей; измерения Хогга также показали, что 'к за счет
положительных ионов было примерно одинаково при прямых и кос-
венных измерениях.

7.8. Измерения, проводимые под деревьями. О’Доннел (1952)
измерял проводимость на разных уровнях в условиях, на первый
взгляд, аналогичных условиям измерений Хогга (1939Ь), и полу-
чил совсем другие результаты. Его измерения показали, что об-
щая проводимость на высоте 1 м не равна положительной прово-
димости вблизи земли, он также не обнаружил изменений прово-
димости в зависимости от высоты, как это получил Хогг.

Чалмерс (1953а) отметил, что несоответствие между результа-
тами вызвано тем, что Хогг проводил свои измерения в свободном
пространстве без каких-либо помех, в то время как О’Доннел, ста-
раясь избежать влияния индуцированных зарядов, всегда помещал
свой прибор под большими ветвистыми деревьями. Таким образом,
измерения О’Доннела проводились при отсутствии градиента потен-
циала, и поэтому не было оснований предполагать отсутствие
отрицательной проводимости на уровне земли; изменение проводи-
мости с высотой непосредственно связано с наличием градиента
потенциала.

7.9. Причина изменения проводимости с высотой вблизи по-
верхности земли. Если проводимость, обусловленная положитель-
ными ионами, вблизи поверхности земли в 2 раза превышает про-
водимость на высоте 1 м при слабом ветре, а градиент потенциала
и подвижность ионов остаются прежними, причиной этого является
большее число положительных ионов на более низком уровне. Хогг
(19395) пытался это объяснить изменением скорости образования
ионов в зависимости от высоты и провел несколько измерений для
проверки этого вывода. Чалмерс (1946) показал, что соответствую-
щий характер изменения интенсивности образования ионов с высо-

Рис. 32. Относительные суточные изменения проводи-
мости в Кью. Время по Гринвичу (Скрэйз, 1933).

1 — зимой, 2 — летом.

обычное ионизационное равновесие видоизменяется, если учиты-
вать разные электрические токи, входящие в рассматриваемый
объем и выходящие из него. Таким образом, это изменение могло
давать небольшой общий объемный заряд, связанный с небольшим
изменением градиента потенциала с высотой. Хесс и О’Доннел
(1951) произвели измерения, подтвердившие эти соображения, и
приписали наблюдаемые эффекты наличию радиоактивности в зе-
мле и воздухе (см. § 8.20). Пирс (1958) показал, что форма изме-
нений не существенно отличается от предположенной Чалмерсом.

7.10. Вариации проводимости. Измерения проводимости в хо-
рошую погоду показывают, что она во многих местах имеет мак-
симум в ранние утренние часы и падает вскоре после восхода солн-
ца; это, вероятно, объясняется образованием тумана или увеличе-
нием загрязнения воздуха.

Из условий ионизационного равновесия в присутствии ядер сле-
дует, что любое увеличение числа ядер вызывает увеличение числа
тяжелых ионов и соответствующее уменьшение числа легких ионов,
тем самым уменьшая проводимость. Поэтому можно ожидать ми-
нимум проводимости зимой в тех местах, где происходит загряз-
нение, что и наблюдается на самом деле.
Гоккель (1917) обнаружил, что проводимость понижается во
время туманов и во влажном воздухе; многие исследователи отме-
чали, что фён, сухой ветер с высоких гор, вызывает увеличение
проводимости. Маркграф (1924) нашел, что в области низкого дав-
ления проводимость выше, чем в области высокого давления.
Влияние гроз на проводимость зависит, по-видимому, от местности;
Гоккель (1917) обнаружил, что проводимость в Альпах увеличи-
вается еще до начала грозы, в то время как другие исследователи
не обнаружили подобного влияния грозы. Старр (на которого ссы-
лаются Уиппл и Скрейз, 1936) не обнаружил аномалий проводи-
мости вследствие грозы, за исключением небольших изменений,
связанных со вспышками молний и продолжающихся только не-
сколько секунд. Причина различий оценок может быть местного

Рис. 33. Относительные годовые изменения проводимости
в Кью (Скрэйз, 1933).

характера, когда результат зависит от высоты, на которой нахо-
дится наблюдатель по отношению к источнику ионов, например
разряду с острий. Наблюдатель, стоящий на большой высоте, мо-
жет обнаружить увеличение проводимости, вызванное ионами, иду-
щими снизу, в то время как наблюдатель, разместившийся на бо-
лее низком уровне, не обнаружит подобного эффекта.

Наблюдения за проводимостью на морях, где на нее не оказы-
вают влияние местные условия, показывают, что проводимость
уменьшается в экваториальных широтах, что может быть связано
с уменьшением интенсивности космических лучей.

Райт (1933) произвел измерения проводимости и результаты
объяснил наличием ядер и частиц дыма. Скрэйз (1935а) пересчи-
тал результаты Райта, введя поправку на искажение электричес-
кого поля, а также произвел новые измерения. Он нашел, что
влияние частиц дыма на проводимость было меньше, чем предпола-
гал Райт. Таким образом, при анализе условий ионизационного
равновесия можно пренебречь наличием частиц дыма.

7.11. Проводимость в тумане и облаках. В тумане проводи-
мость уменьшается в результате присоединения легких ионов к час-
тицам тумана, так что подвижность ионов уменьшается. Измере-
ния градиента потенциала и тока проводимости в тумане, занимаю-
щем обширную площадь (Израэль и Каземир, 1952), показали
значительное увеличение градиента потенциала и небольшое умень-
шение тока проводимости по сравнению с измерениями в чистом
воздухе. По их оценкам, средняя величина проводимости в тумане
составляла около одной трети ее значения в хорошую погоду.

Результаты, полученные для горных туманов, оказываются дру-
гими, так как эти туманы сравнительно локализованы и соответст-
вуют состоянию внутренней области недождевых облаков. Израэль
и Каземир (1952) обнаружили существенное уменьшение верти-
кального тока в горном тумане и незначительное изменение гра-
диента потенциала, при этом проводимость опять оказывалась рав-
ной одной трети величины проводимости в хорошую погоду. Крас-
ногорская (1961) нашла, что во время образования облаков
в горах 7.+ изменяется больше, чем X—

Различие между двумя группами результатов можно объяснить
меньшей горизонтальной протяженностью горных туманов, так что
ток может как бы обойти область с малой проводимостью, по-
этому падение потенциала мало меняется. С другой стороны, в об-
ласти обширного тумана весь ток должен пройти через него, так
что градиент потенциала увеличивается вследствие уменьшенной
проводимости.

Попытки измерить проводимость дождевого облака оказались
безуспешными из-за разбивания и разбрызгивания капель, когда
воздух втягивался в прибор, измеряющий проводимость.

Фрайер (1962) попытался определить проводимость внутри гро-
зового облака, рассчитывая систему токов в облаке, но Чалмерс
(1964) указал, что токи с острий могут обесценить эти расчеты
(см. § 12.14) Ч

7.12. Изменения проводимости перед образованием и рассея-
нием тумана. Сербу и Трент (1958) нашли, что в городе Арген-
тиа на острове Ньюфаундленд уменьшение проводимости и соот-
ветственно увеличение градиента потенциала стало заметным за
1—2 ч до начала образования тумана, а обратные изменения воз-
никли за 1—2 ч до рассеяния тумана. Эти же явления наблюдали
и другие исследователи. Очень тщательно проанализировал эти
явления Долезалек (1962), он утверждал, что они хотя и не дают
100%-ной гарантии для предсказания погоды, но на 80% являются
надежными. Этот эффект оказывается более заметным, когда в ат-
мосфере присутствует небольшое число ядер. Долезалек (1962)
подробно изучил возможные объяснения, но не нашел ни одного
удовлетворительного, поэтому он предложил для выяснения этого
вопроса продолжить наблюдения.

7.13. Измерения с помощью воздушных шаров. Измерения из-
менения проводимости с высотой произвели Виганд (1914) с по-
мощью воздушных шаров, Гпш и Шерман (1936) на аэростате
«Эксплорер II», Стерджис и др. (1955), Кенигсфельд (1955а) и
другие с помощью радиозондов. Результаты проще описать с по-
мощью понятия «сопротивление», чем с помощью термина «прово-
димость». Для обозначения сопротивления столба воздуха с еди-
ничным поперечным сечением удобно использовать термин «со-

1 См. примечание к § 7.20— Прим. ред.

противление столба». Данные рис. 34 были получены Гишем и
Шерманом на основании измерений проводимости путем интегриро-
вания сопротивления столба воздуха до различных уровней. Значе-
ния потенциалов были получены на основе предположения, что
плотность вертикального тока постоянна и равна 4 • 10-12 А/м2. Ре-
зультаты Стерджиса и др. в целом хорошо согласуются с результа-
тами Шермана; они указывают на большую повторяемость резуль-
татов при спуске, чем при подъеме. Это может объясняться тем, что

с поперечным сечением 1 см2 между землей и указан-
ными уровнями атмосферы (Флеминг, 1939).

во время подъема прибор, помещенный под воздушным шаром,
движется в воздухе, состав которого может оказаться до некото-
рой степени измененным вследствие влияния самого воздушного
шара.

Стерджис, Рейн и Кангас (1957а) произвели аналогичные изме-
рения с помощью прибора Стерджиса и др. (1955) и пришли к вы-
воду, что различий между проводимостями воздуха в одной и той
же области атмосферы в грозу и в хорошую погоду не наблю-
дается.
Весснер, Кобб и Ганн (1958) также использовали воздушный
шар с радиозондом для получения одновременных измерений по-
ложительной и отрицательной проводимости. Они нашли, что их
результаты могут быть представлены следующими выражениями
(в единицах МКС):

Х+=2,70 • 10-14 ехр (0,254г —0,00309г2) Ом-' • м"1,

Х_=4,33 • 10“14 ехр (0,222г-0,00255г2) Ом • м"1,

при этом г выражено в километрах. Отношение положительной
проводимости к отрицательной составляет более единицы в ниж-
них слоях атмосферы, равно единице на высоте от 3 до 7 км, ме-
нее единицы на высоте до 17 км и снова равно единице выше
этого уровня.

Гиш и Шерман (1936) обнаружили неоднородности в проводи-
мости и общее понижение проводимости на высоте от 19 до 22 км,
но Стерджис и др. (1955) и Весснер, Кобб и Ганн (1958) нашли,
что проводимость на этой высоте возрастает так же, как на более
низких уровнях.

Если предположить, что на большой высоте ионизация полно-
стью обусловлена космическими лучами и если пренебречь дейст-
вием тяжелых ионов и ядер, вследствие которого легкие ноны
исчезают только при рекомбинации с другими легкими ионами, то
для любой высоты можно вычислить равновесное число легких
ионов и, следовательно, проводимость, используя известные дан-
ные об изменении интенсивности космических лучей с высотой,
о коэффициенте рекомбинации и подвижности. Гиш и Шерман
(1936) показали, что подсчитанные величины согласуются с ре-
зультатами, полученными на высоте от нескольких километров до
18 км; Стерджис и др. (1955) проделали аналогичные, но еще бо-
лее тщательные вычисления. Гиш (1944) привел формулу, полу-
ченную на основании результатов «Эксплорера II» и других ре-
зультатов, которая имеет следующий вид в единицах МКС:

7=2,94 • 1013ехр(—0,452г)+1,39 • 1013ехр(—0,375г)+
+0,369 • 10'3 ехр (-0,121г),

где у — сопротивление в омах и г —высота в километрах.

Палтридж (1965) проделал измерения с помощью шара-зонда,
поднимающегося на высоту до 26 км, и с помощью шара-зонда,
находящегося на постоянном уровне — на высоте 30,5 км. Аэроди-
намические условия были таковы, что полученные данные не сог-
ласовывались с теоретическими, и поэтому необходимо было ввести
поправку. Даже после введения поправки проводимость была
в 3 раза меньше, чем предполагалась на высоте 30,5 км. Положи-
тельные и отрицательные проводимости были почти равны начиная
примерно с 8 км.

7.14. Измерения с помощью самолета. Гиш и Уайт (1950)
измеряли проводимость с помощью самолета, летая главным обра-
зом, над грозовыми облаками. Они использовали метод, аналогич-
ный методу Гердиена, но вместо электрометра применяли усили-
тель постоянного тока; входная трубка прибора выступала из
носовой части самолета. Их данные об изменении проводимости
с высотой хорошо согласовывались с результатами, полученными
с помощью шаров-зондов (§ 7.13), и описывались формулой X =
= Хо+4г2. Они получили следующие значения (выражая проводи-
мость К в мОм-1 • м-1 и высоту г в километрах):

для положительных ионов

Х0=1,7 • 10“14,
4=0,21 • 10“14,
для отрицательных ионов

Хо=1,1 • 10~14,
4=0,23 • 10~14.

Для сравнения в ту же формулу подставлялись данные Гиша
п Шермана (1936), полученные с помощью шаров-зондов. Значе-
ния параметров для положительных ионов оказались следующими:

\)=1,1 • 10-14,
4=0,28 • 10“14.

Хотя измерения проводились главным обр'азом над грозовыми
облаками, отсутствовали какие-либо аномальные значения, кото-
рые можно было бы приписать влиянию гроз.

Более широкие измерения проводимости с такой же аппарату-
рой произвел Каллаган и др. (1951), причем они не ограничились
полетами над грозовыми облаками. Их результаты также нахо-
дятся в хорошем согласии с результатами, полученными с помо-
щью шаров-зондов, и показывают, что на высотах нескольких ки-
лометров проводимость не зависит от времени суток, времени года
и места, за исключением тех случаев, когда имеется дымка (в об-
лаках полеты не проводились), и согласуются с ожидаемой, если
принять, что ионизация происходит только за счет одних косми-
ческих лучей, причем тяжелые ионы и ядра не играют никакой
роли. Они не заметили большой разницы между проводимостями,
создаваемыми положительными и отрицательными ионами.

Краакевик (1958) произвел измерения проводимостей обоих зна-
ков над Гренландией с помощью самолета, поднимавшегося до
6 км, и нашел, что проводимость выше 0,2 км может быть пред-
ставлена формулой

Х=2,72 • 10-14ехр (г~6) Ом"1 • м"1,
‘ о,а

где г в километрах, и что отношение положительной проводимости
к отрицательной меняется от 1,11 до 0,78 при среднем значении
0,90.

Коронити и др. (1952) исследовали вопрос о влиянии заряда
самолета на проводимость как в полете, так и в лабораторных
условиях. Их результаты могут объяснить аномальные значения
отрицательной проводимости, найденные Гишем и Уайтом (1950)
на небольших высотах.

Россман (1950) измерял проводимость с помощью буксируемого
планера и получил результаты, похожие на те, что были получены
с помощью самолета, но обнаружил также аномально высокие
значения проводимости при специфических условиях. Коронити и
Хитон (1953) произвели измерения проводимости с помощью са-
молета на различных высотах вплоть до 6,4 км над Тихим океаном
и нашли, что полученные значения проводимости согласуются
с теми, которые ожидались на основании данных о космических
лучах.

Сагалин и Фаушер (1954) измерили как проводимость, так и
температуру, влажность и число тяжелых ионов на высотах от 0,2
до 5 км и показали, что имеются очень заметные изменения всех
этих параметров при прохождении через верхнюю границу обла-
сти обмена (см. § 2.25), положительная проводимость изменяется
в 1,5—6 раз; высота, на которой эти изменения происходят, в соот-
ветствии с метеорологическими условиями может изменяться от
0,3 до 3 км. Эти измерения находятся в согласии с измерениями
градиента потенциала Леколазе (1948а) (см. § 5.38). Внутри обла-
сти обмена проводимость меняется значительно как во времени, так
и в пространстве.

Измерения Коронити (1961) показали, что проводимость, как
и ожидалось, зависит от присутствия ядер, так как ?. зависит от
п, а п зависит от №.

7.15. Измерения с помощью ракет. Измерения проводимости
на высотах от 35 до 80 км были произведены Бурдо, Уипплом и
Кларком (1959), причем аппаратура для измерения проводимости
была расположена на носу ракеты «Викинг». Результаты измере-
ний передавались телеметрической системой. Выше 80 км аппара-
тура уже не давала правильных показаний, так как средняя длина
свободного пробега ионов и характерные размеры аппаратуры
имели один и тот же порядок. При анализе результатов необходимо
принять во внимание различные возможные искажающие факторы,
такие как заряжение ракеты и влияние ударных волн на характе-
ристики среды.

Проводимость, как ожидалось, может быть рассчитана на осно-
вании данных об изменении с высотой ионизации за счет космичес-
ких лучей, а также на основании зависимости подвижности и коэф-
фициента рекомбинации от давления и температуры, т. е. тоже
от высоты.

Результаты согласуются с ожидаемыми вплоть до 50 км, но
на больших высотах проводимость была меньше, чем ожидалась,
особенно для положительных ионов. Дополнительные источники
ионизации, такие, как столкновения ионов или фотоэлектрический
эффект, будут увеличивать проводимость, поэтому было сделано
предположение о том, что уменьшение проводимости может быть
связано с особыми условиями, например, с теми, которые приводят
к появлению серебристых облаков (Ладлам, 1957).
7.16. Проводимость над морем. Сагалин (1958а) измерила
проводимость и число ионов и ядер над Атлантическим океаном на
различных высотах и при различных удалениях от суши. Она на-
шла, что область обмена в хорошую погоду над океаном постоянна
и на расстояниях от суши, превышающих несколько сотен кило-
метров. Эта область очень стабильна, толщина ее изменяется лишь
немного, в зависимости от времени дня при полном перемешивании
воздуха внутри области. У верхней границы области обмена про-
водимость увеличивается скачком примерно в 4 раза, выше области
обмена проводимость над морем почти такая же, как над сушей.
Ядра, имеющиеся внутри области обмена, на больших расстояниях
от суши, по-видимому, имеют больший (раза в 4) радиус, чем
ядра над сушей, и меньшую (раза в 4) концентрацию.

7.17. Сопротивление столба воздуха. Сопротивление столба
воздуха определяется как сопротивление вертикального столба воз-
духа, имеющего единичную площадь поперечного сечения (1 м2
в системе МКС) и простирающегося от земли до электросферы.
11омня об единичной площади, сопротивление столба можно выра-
зить в омах.

Сопротивление столба может быть получено для различных вы-
сот на основании результатов измерений проводимости. По дан-
ным, полученным на «Эксплорере II», Гиш и Шерман (1936) опре-
делили, что сопротивление столба воздуха высотой 18 км состав-
ляет 10” Ом. Если проводимость продолжает возрастать, как
можно ожпдатьпа основании данных о космических лучах, то полное
сопротивление столба воздуха вплоть до самой электросферы бу-
дет превышать не более чем на 10% сопротивление до высоты
18 км. С помощью сравнения вертикальных токов в тех местах са-
мых нижних слоев атмосферы, где имеются большие и малые со-
противления, можно показать, что столб выше 18 км не может
иметь сопротивление, составляющее более 50% сопротивления, ко-
торое имеет столб ниже 18 км.

Используя формулу Гиша (1944Ь) (см. § 7.13), Израэль (1953а)
нашел, что сопротивление столба высотой до 3 км равно 4Х
X Ю16 Ом, от 3 до 7 км 1 • 1016 Ом, больше 7 км 2,4 • 1016 Ом, пол-
ное значение сопротивления составило 7,4- 1016 Ом.

Краакевик (1958) нашел, что над Гренландией сопротивление
столба на высотах до 6 км равно 6,0-1016 Ом, и предположил, что
полное сопротивление столба будет равно 8,0 • 1016 Ом.

Израэль (1949) определил, как меняется сопротивление столба
в зависимости от времени дня для целого ряда станций (см.
§ 5.45).

Сагалин и Фаушер (1954) указали, что вклад области обмена
в полную величину сопротивления столба составляет 40—73% этой
величины, и исследовали, как этот вклад меняется ото дня ко дню,
а также от одного места к другому. Расчеты сопротивления столба
на основании измерений проводимости давали нерегулярные ре-
зультаты. Если предположить, что сопротивление столба 10” Ом
справедливо для всей земной поверхности, то общее сопротивление
атмосферы равно примерло 200 Ом, если основываться на данных
Краакевика, то общее сопротивление атмосферы составляет
160 Ом.

7.18. Отношение полярных проводимостей. Были определены
отношения отрицательных и положительных полярных проводимо-
стей, измеренных в атмосфере; они могут быть подразделены на
измерения в чистом воздухе, когда имеется очень мало ядер, и на
измерения в загрязненном воздухе, где ядра играют существенную
роль.

Для больших высот это отношение было впервые определено
Гишем и Шерманом (1936) и составляет около 1,28, но отношения,
полученные позже, имеют более низкие значения. Например, Кал-
лаган (1951), Краакевик (1958а), Сагалин (1958а), Картис и Хи-
ленд (1958) и Палтридж (1956) получили величину, равную при-
мерно 1,06. Сагалин (1958Ь) указывала, что величина 1,28, данная
Гишем и Шерманом, не является результатом прямого измерения.
При измерениях в сферической камере объемом 3000 м3 (см.
§ 4.15) Филлипс и др. (1955) обнаружили, что в чистом воздухе,
как и можно было ожидать, соотношение проводимостей равно
отношению подвижностей при одинаковом числе ионов обоих зна-
ков. При атмосферном давлении величина отношения ближе к 1,28,
чем к 1,06, поэтому Сагалин (1958Ь) предположила, что значение
1,06 означает, что отношение подвижностей ионов ближе к единице
на больших высотах, чем вблизи земли; но увеличение проводимо-
сти с высотой, приводит к появлению положительного объемного
заряда (см. § 2.19), а это в свою очередь приводит к тому, что
отношение полярных проводимостей оказывается меньше отно-
шения соответствующих подвижностей.

Было найдено, что на небольших высотах, где загрязнение иг-
рает существенную роль, отношение проводимостей близко к еди-
нице, хотя около земной поверхности это отношение значительно
отличается от единицы из-за влияния электродного эффекта (см.
§ 7.9). Филипс и др. (1955) при измерениях в камере объемом
3000 м2 нашли, что положительная и отрицательная проводимости
почти равны, когда присутствуют ядра. Сагалин (1958Ь) объяснила
это следующим образом.

Как обсуждалось в § 4.28,

«2 1У2 V/г/ 7|12711о \

П1 \ М ) \ УЙОУ|21 / ’

Из теории Брикара (1949) можно получить

»2 ___ / 1^2 \9а Г);

«1 \ АГ! / Р2

и из теории Эйнштейна (1905) (см. § 2.14)

Л2 ( 1^2 )'/« К']
П1 \ ^'1 / и’2
Но 7^—пет, следовательно,
^2 ( ^2 У''2
М X )

— отношение, обычно близкое к единице.

Воглер (1959) отмечал, что осаждение радиоактивных веществ
на измерительных электродах приводит к изменению отношения
полярных проводимостей из-за эмиссии сх-частиц.

7.19. Расчеты проводимости и градиента потенциала. Леко-
лазе и Плювинаж (1948) и Леколазе (1948Ь) рассчитали величины
градиентов потенциалов, которые ожидались в различных точках
системы, состоявшей из нижнего полупространства с проводимостью
л, верхнего полупространства с проводимостью ЮХ, отделенного
от нижнего горизонтальной плоскостью, и сферы с проводимостью
7/3 с диаметральной плоскостью, совпадающей с плоскостью раз-
деления обоих полупространств. Строение этой схемы соответствует
строению кучевого облака, находящегося в верхней части области
обмена, которая была исследована Леколазе (1948а) с помощью
планера (см. § 5.39). Леколазе (19485) показал, что результаты
для воздуха с ионной проводимостью, за исключением слоев в не-
сколько метров толщины, прилегающих к границам раздела, явля-
ются точно такими же, как для системы, состоящей из трех металли-
ческих проводников с теми же самыми относительными проводимо-
стями и границами. На этой основе Леколазе и Плювинаж (1948)
рассчитали ожидаемые значения градиента потенциала и нашли,
что они совпадают с экспериментально измеренными Леколазе
(1948а) величинами. В основном эти расчеты сводились к деталь-
ному исследованию того, что мы называли «эффектом скопления
на дорогах» (см. § 3.4), и дают квазистатический объемный заряд
на границах между областями с различными проводимостями.

7.20. Проводимость в облаках. Прямое измерение проводимо-
сти в облаках трудно осуществить обычными методами, хотя
Плювинаж (1946) произвел некоторые измерения ее в горных ту-
манах на Пи-де-Дом.

Косвенно проводимость была определена в недождевых облаках
с помощью изучения их влияния на градиент потенциала и верти-
кальный ток. На основании двух совершенно независимых оценок,
сделанных Леколазе и Плювинажем (1948) и Израэлем и Каземи-
ром (1952), можно предположить, что проводимость внутри такого
облака составляет около одной трети нормальной проводимости
вблизи земной поверхности. Очевидно, что такие методы не приме-
нимы к облакам, из которых происходит выпадение осадков, или
даже к облакам (если такие вообще существуют), в которых мо-
гут происходить процессы разделения зарядов без выпадения
осадков.

В обычном воздухе проводимость почти полностью обусловлена
легкими ионами, и тяжелые ионы оказывают на нее воздействие за
счет уменьшения числа легких ионов в результате их осаждения
на частицах. На проводимость в облаках также оказывают влияние
капли воды, захватывая часть легких ионов. Плювинаж (1946)
подсчитал, что проводимость в облаках при отсутствии заметных
внешних полей может быть выражена следующим образом:

депо
2г.ПаО ’

где 9 — интенсивность ионизации, е — элементарный заряд, т —
подвижность иона, Б — коэффициент ионной диффузии и К1— чи-
сло капель среднего радиуса а на единицу объема.

Измерения Плювинажа находятся в хорошем согласии с тео-
рией. Плювинаж и Роже (1947) показали, что число ядер конден-
сации и тяжелых ионов в облаке меньше, чем в чистом воздухе.

Формула проводимости в грозовых облаках была выведена
Фрайером (1962) по данным измерений времени восстановления
поля после вспышки молнии (см. § 12.14), но Чалмерс (1964) под-
верг его рассуждения критике

7.21. Измерения проводимости в горах. Шиллинг (1955) изме-
рял проводимость воздуха в горах на различных высотах вплоть
до 4000 м и обнаружил удивительно хорошее совпадение его дан-
ных с результатами, полученными с помощью самолетов и шаров-
зондов на тех же самых высотах в свободной атмосфере.

С другой стороны, Сагалин и Фаушер (1954) нашли, что летом
верхняя граница области обмена над горами поднимается выше,
чем над ровным местом поблизости, хотя в целом эта область над
горами менее мощная; поэтому, если на данной высоте измерения
проводимости в горах производить внутри области обмена, значе-
ния проводимости должны быть гораздо меньшие, чем на тех же
самых высотах над ровным местом в свободной атмосфере, если
эти высоты находятся выше области обмена. Зимой, однако, об-
ласть обмена не достигает вершин гор и проводимость в горах
такая же, как и в свободной атмосфере. Измерения Шиллинга ско-
рее должны соответствовать зимним условиям, чем летним. Точно
такие же выводы относительно различного характера проводимо-
сти летом и зимой были получены по данным измерений градиента
потенциала (см. § 5.50).

Плювинаж и Шталь (1953) измеряли проводимость в Гренлан-
дии и нашли, что положительная проводимость часто много больше
отрицательной — их соотношение может достигать примерно 10 на
высоте около 1,5 м над поверхностью в центре Гренландии, где
имеется ледяная шапка толщиной около 3000 м. Они объяснили
это электродным эффектом (§ 2.24). Ледяная шапка, по-видимому,
полностью исключает влияние радиоактивности земной коры на
проводимость, и поэтому количество ионов не изменяется с высо-
той, как обычно. Поэтому может быть, что электродный эффект не
искажается другими факторами и становится особенно четко вы-

1 На существование высокой проводимости внутри грозовых облаков впер-
вые указал Имянитов (1956). Доводы Чалмерса были опровергнуты позднее
Нмянитовым и др. (1969).— Прим. ред.
раженным (см. § 8.20). Аналогичные результаты были получены
Рунке (1962), который, однако, обнаружил, что вблизи земли отри-
цательная проводимость увеличивается, когда скорость ветра воз-
растает, но не смог дать какого-либо удовлетворительного объяс-
нения этому факту.

7.22. Влияние ядерных взрывов на проводимость. Харрис
(1955) исследовал влияние, оказываемое выпадающей радиоактив-
ной субстанцией после ядерных взрывов на атмосферную прово-
димость. Он пришел к выводу, что имеются источники р-излучения,
остающиеся на поверхности земли, и они вызывают увеличение
ионизации и проводимости в нижних нескольких метрах атмо-
сферы, в тех местах, где произошло большое выпадение субстан-
ций, но изменения проводимости, имеющие такую же или боль-
шую величину, могут происходить по совершенно другим причи-
нам. Соответствующее влияние на градиент потенциала мало, но
его можно обнаружить при благоприятных условиях.

7.23. Проводимость внутри зданий. Шиллинг и Карсон (1953)
сообщили примечательный факт, который заключается в одновре-
менных изменениях электрической проводимости внутри зданий и
снаружи; они не смогли этому дать определенное объяснение, но
предположили, что изменения вызваны проникновением воздуха
в здания через щели и т. п. Шиллинг и Хольцер (1954) подтвердили
данное предположение. Ранее Келлер (1934) заметил данное явле-
ние при измерениях концентрации ионов.

7.24. Проводимость и физиологические явления. После того
как было обнаружено, что проводимость внутри зданий меняется
одновременно с изменениями ее снаружи, Шиллинг и Карсон
(1953) предположили, что это может быть фактором, связываю-
щим метеорологические и физиологические явления. Такая воз-
можность была затем обсуждена Шиллингом и Хольцером (1954),
которые показали, что это предположение является допустимым, но
его необходимо более широко изучить.

Более ранние работы Яглоу, Бенжамина и Шоте (1931), Яглоу
п Бенжамина (1934) и Уайта и Торросона (1935) были посвящены
исследованию взаимосвязи между концентрацией ионов и физиоло-
гическими явлениями, но определенных результатов не было полу-
чено.1

Глава 8

ТОК ПРОВОДИМОСТИ АТМОСФЕРА—ЗЕМЛЯ

8.1. Ток проводимости хорошей погоды. В этой главе будут
рассмотрены преимущественно условия ясной или хорошей по-
годы, когда можно пренебречь процессами разделения зарядов

1 Сводка связи физиологических явлений и концентрации ионов приводится
в работе Минха (1963). — Прим. ред.
б атмосфере и считать электрические явления в ней достаточно
стационарными, чтобы воспользоваться принципом квазистатичес-
кого состояния (§ 2.17). Все рассматриваемые в этой главе токи
вертикальны и измеряются в А/м2; следовательно, было бы пра-
вильнее использовать термин «плотность тока», а не «ток». Ток,
переносящий вниз положительный заряд, считается положительным
(см. § 2.3). Таким образом, при положительном градиенте потен-
циала имеет место положительный ток проводимости.

В атмосфере ток проводимости I связан с градиентом потенци-
ала в данной точке Р и проводимостью в этой точке К соотноше-
нием 1=7.Р; эта связь сохраняется в приземном слое и у самой
поверхности Земли. Так что 1'о=ХоЕ0, где индекс «О» обозначает
величины у поверхности земли.

Если все токи, кроме тока проводимости, отсутствуют, то при
квазистатических условиях ток проводимости должен быть одина-
ков на всех уровнях между землей и электросферой и определяться
как 1=У/К, где У— потенциал электросферы, а Я — сопротивление
столба воздуха (см. § 2.11). Имелась тенденция пренебрегать ого-
воркой, что другие токи отсутствуют, и рассматривать уравне-
ние 1=У/Р как более универсальное выражение, чем то, каким оно
фактически является. Краакевик и Кларк (1958) указали на су-
щественную роль конвективных токов, в частности, в загряз-
ненных областях; об этом более подробно будет говориться
в § 11.2.

В условиях, когда можно пренебречь конвективными токами,
формула 1 = У1% верна и, следовательно, 7'о=Е/711/?. Это значит,
что локальные эффекты, которые на 7о влияют сильней, чем на 7?,
будут больше проявляться при измерениях Ро, чем при измерениях
ц и поэтому для нахождения изменений У со временем лучше ис-
пользовать результаты измерений I, чем Ро- В соответствии с этим
установлено, что в местах, где имеется загрязнение, суточные
вариации I оказываются меньше вариаций Ро.

8.2. Методы измерений. Ток атмосфера — земля можно изме-
рять двумя различными методами. Необходимо рассмотреть, дают
ли эти два метода одинаковые количественные результаты; уста-
новить это можно при совместном теоретическом и эксперимен-
тальном исследовании вопроса.

Можно измерять фактический заряд, приходящий на некоторый
участок данной поверхности за данное время, при условии, что
выбранный участок является репрезентативным для земной по-
верхности в районе исследования. Этот метод, безусловно, позво-
ляет непосредственно измерять фактический ток атмосфера—зе-
мля, однако трудно судить о том, в какой степени измеренный ток
будет током проводимости, а в какой степени — конвективным то-
ком. Если в нескольких сантиметрах от земли в атмосфере присут-
ствует объемный заряд, то благодаря любому процессу диффузии,
и в частности турбулентной диффузии, заряд будет вступать в кон-
такт с землей и часть его будет, по-видимому, на ней оставаться.
В то же время часть связанного (или индуцированного) заряда
может оказаться унесенной с поверхности диффундирующим воз-
духом.1

Другой метод базируется на независимых измерениях локаль-
ных значений градиента потенциала и проводимости, произведение
которых дает ток проводимости атмосфера—земля. Эти измерения
несложно производить над земной поверхностью и получать, таким
образом, ток проводимости на различных уровнях.

Если при измерениях описанными двумя методами токи ока-
жутся разными, это может означать, что ток проводимости, изме-
ренный косвенным методом, не представляет собой полный ток.
Поскольку из предположений о квазистатическом состоянии и го-
ризонтальной стратификации атмосферы следует, что плотности
тока на всех уровнях равны, то отличие результатов на разных
высотах, полученных косвенным методом, будет означать, что над
землей должен существовать некий другой ток, очевидно, конвек-
тивный, также не постоянный по высоте. Выводы, сделанные на
основе подобных измерений на различных высотах, могут оказаться
более надежными, чем те, которые основаны на сравнении резуль-
татов, полученных различными методами измерений.

8.3. Токи смещения. При непосредственном измерении тока
атмосфера — земля на результаты оказывает влияние изменение
градиента потенциала. Это изменение вызывает так называемый
ток смещения.

Согласно § 2.8, единичная площадка на земной поверхности
песет связанный заряд (/) =—еоЕ; если Р изменяется, возникает ток
смещения дЩ(И=—еос/Р/сП, который трудно отличить от собствен-
ного тока проводимости.

Чтобы получить представление о величине этого эффекта, пред-
положим, что градиент потенциала изменяется на 300 В/м в час.
Тогда возникнет ток, равный 0,74 • 10~12 А/м2, вполне сравнимый
по величине с истинными токами, имеющими величину от 1 до
4-10~‘2А/м2.

Поскольку градиент потенциала часто изменяется гораздо бы-
стрее, чем здесь предполагалось, то, следовательно, нельзя ожи-
дать, что мгновенное измерение наблюдаемого тока даст точную
величину истинного тока проводимости, поэтому требуется какой-
то способ устранения тока смещения.

8.4. Метод непосредственного измерения тока проводимости.
Для непосредственного измерения тока необходимо изолировать
участок земной поверхности и измерить заряд, поступающий на
него за данное время. Для того чтобы условия не отличались от
естественных, необходимо поместить площадку, собирающую за-
ряд, в плоскости земной поверхности и поддерживать на ней
потенциал, равный потенциалу земли или очень близкий
к нему, в противном случае силовые линии окажутся искажен-
ными, а измеренный ток не будет истинным током атмосфера—
земля.

1 Процесс маловероятный в нормальных условиях.— Прим. ред.
Как отмечалось в предыдущем параграфе, помимо истинного'
тока, при изменениях градиента потенциала возникает ток смеще-
ния и его следует исключить или учесть.

Первую попытку непосредственно измерить ток атмосфера —
земля предпринял Эберт (1902), который, однако, разместил пла-
стину, собирающую заряд не в плоскости земли и не поддерживал
на ней потенциал земли, так что его результаты были не точны.

8.5. Измерения Вильсона. Для измерений тока атмосфера —
земля Вильсон (1916) использовал универсальный портативный
электрометр (§ 5.21) и капиллярный электрометр (§ 5.23). По-
скольку пластина в начале и конце каждого измерения экранирова-
лась, исключалось влияние токов смещения. Чтобы поддерживать
на пластине потенциал земли и, таким образом, избежать искаже-
ния поля, использовался компенсирующий конденсатор совместно
с универсальным портативным электрометром; в капиллярном
электрометре это осуществляется автоматически. Гото (1957) (см.
§ 8.11) усовершенствовал методику Вильсона для непрерывной ре-
гистрации.

Смит (1959) нашел, что если воспользоваться методом Вильсона
и измерительной аппаратурой малой емкости, но без компенсирую-
щего конденсатора, то заметного тока смещения не возникает.
В самом деле, если снять экран, на верхней стороне пластины по-
явится заряд —<2 =—АеоР, где А — площадь пластины, а Р— гра-
диент потенциала. Если емкость электроскопа или другого изме-
рительного прибора невелика, то на нижней поверхности пластины
должен быть соответствующий заряд + ф. Если проводимость воз-
духа над и под измерительной пластиной одна и та же, то заряды
—(2 и +ф будут рассеиваться с одинаковой скоростью, и ток сме-
щения не будет заметно проявляться.

8.6. Измерения Симпсона. Симпсон (1910) использовал изме-
рительную пластину площадью 17 м2, расположенную в плоскости
земной поверхности. Он соединил ее с сосудом, из которого через
водяной коллектор вытекала вода. Система была устроена так, что
капли воды в коллекторе образовывались в точке, где не было
электрического поля — внутри медного заземленного цилиндра;
коллектор служил для поддержания на собирающей поверхности
потенциала земли. Таким образом, капли уносили с собой весь
заряд, поступающий на пластину. Этот заряд измерялся электро-
метром, показания электрометра регистрировались каждые 2 мин
и, таким образом, ток атмосфера — земля мог измеряться в тече-
ние длительного времени. Чтобы учесть влияние изменений гради-
ента потенциала, Симпсон непрерывно регистрировал градиент по-
тенциала и вносил исправления, учитывающие эти изменения.

Чалмерс и Литтл (1947) собирали заряд, поступающий на из-
мерительную пластину площадью 1 м2 в течение 10 мин, а затем
разряжали ее через баллистический гальванометр. Большая ем-
кость, включенная параллельно пластине, уменьшала утечку тока,
а также не давала пластине приобрести потенциал, значительно
отличающийся от земного. Этот метод не учитывает влияние на
измеренный ток изменений градиента потенциала, так что отдель-
ные отсчеты малодостоверны из-за непрерывных флуктуаций гра-
диента потенциала, а следовательно, и связанного заряда. Однако
среднеарифметическое значение тока смещения за длительное
время измерения стремится к нулю, и при осреднении за большой
период времени могут быть получены точные результаты.

8.7. Метод Скрэйза. При использовании метода непосредст-
венного измерения тока атмосфера — земля с непрерывной реги-
страцией его необходимо или исключить, или компенсировать ток

Рис. 35. Прибор Скрэйза для измерения тока атмосфера — земля
(Скрэйз, 1933).

1 — радиоактивный коллектор, 2 — конденсатор, 3 — вывод от измеритель-
ной пластины, 4 — заземляющие переключатели, 5 — контактные часы,
6 — электрометр 1,7 — барабан с бумагой, 8 — электрометр 2, 9 и 10 — ба-
тарея, 11 — лампочки.

смещения. Для компенсации этого тока Скрэйз (1933) использовал
квадрантный электрометр. При обычном использовании квадрант-
ного электрометра для измерения токов одна пара квадрантов сое-
диняется с измерительной пластиной, воспринимающей ток, тогда
как другая пара заземляется; в приборе Скрэйза вторая пара не
была заземлена, а соединялась через конденсатор с коллектором,
измеряющим потенциал атмосферы. Тогда, если вначале обе пары
квадрантов были заземлены, а затем отсоединены от земли, одна
из них приобретает потенциал, определяемый зарядом, поступаю-
щим на измерительную пластину и возникающим как за счет тока
атмосфера — земля, так и за счет тока смещения; другая пара
квадрантов приобретает заряд, зависящий от изменения заряда на
конденсаторе и, следовательно, от изменения градиента потен-
циала. Так как ток смещения зависит от изменения градиента по-
тенциала, то соответствующей регулировкой емкости конденсатора
можно достигнуть одинакового влияния изменений градиента по-
тенциала на заряжение обеих пар квадрантов и, таким образом,
показания электрометра будут пропорциональны току атмосфера —
земля.

К сожалению, Скрэйз обнаружил, что полониевый коллектор
слишком инерционен, чтобы удовлетворять предложенному методу;
быстрое изменение градиента потенциала будет проявляться сразу
же на квадрантах, соединенных с измерительной пластиной, и го-
раздо медленней на тех, которые соединены с конденсатором.

Увеличение мощности источника должно было бы оказать слиш-
ком большое влияние на проводимость воздуха, поэтому Скрэйз
воспользовался иным устройством. Он поместил проволочную сетку,
соединенную с коллектором, над измерительной пластиной, выпол-
нявшей роль приемника тока, на такой высоте, что при нормаль-
ных условиях присутствие сетки не влияло наградиентпотенциала,
иными словами, потенциал сетки был таким же, как и потенциал
атмосферы на данной высоте. Таким образом, на пластину действо-
вал не весь ток смещения, а лишь наиболее медленные его изме-
нения, регистрируемые коллектором. При этих условиях возможна
более точная компенсация тока смещения. Емкость измерительной
пластины, соединенной с сеткой, была настолько велика, что ее
потенциал никогда значительно не отличался от земного.

Вероятно, можно доказать, что метод Скрэйза не позволяет
правильно непосредственно измерять ток атмосфера — земля и что
в действительности измеряется униполярная проводимость воздуха
между проволочной сеткой и пластиной в условиях, близких к нор-
мальным. Целью соединения проволочной сетки с коллектором яв-
ляется создание условий, близких к природным. Когда сетка вслед-
ствие инерционности коллектора не находится при потенциале
окружающего пространства, ток через пластину не в точности ра-
вен реальному току атмосфера — земля.

Метод Скрэйза в его первоначальном виде не оказался эффек-
тивным, его можно усовершенствовать, применяя менее инерцион-
ные коллекторы. Гото (1957) использовал почти такой же метод,
заменив коллектор прибором типа агриметра (см. § 5.29).

Мюлейзен (1953) описал метод, аналогичный методу Скрэйза,
он избежал трудностей, возникающих при компенсации тока сме-
щения, увеличив постоянную времени системы до 10 мин.

8.8. Электронные методы. Кэй (1950) разработал электронный
метод измерения малых постоянных токов, а Чалмерс (1953е) пред-
положил, что, подсоединив выход агриметра через конденсатор для
компенсации токов смещения, можно воспользоваться усилителем
Кэя для прямого измерения тока атмосфера — земля. Однако вы-
ходной сигнал агриметра оказался недостаточно стабильным.

Каземир (1951а) заинтересовался суточным изменением тока
атмосфера— земля и создал аппаратуру с постоянной времени
1 ч, что вполне достаточно для устранения любых токов смещения.
Он сконструировал портативный прибор с использованием элек-
тронного усилителя.
Адамсон (1960) использовал электростатический флюксметр
тля обеспечения компенсации в устройстве, подобном устройству
Скрэйза, заменив квадрантный электрометр двойной электрометри-
ческой лампой. Попытка скомпенсировать любые скорости измене-
ния градиента потенциала посредством выравнивания постоянных
времени не оказалась полностью успешной, поскольку эти постоян-
ные времени были взаимозависимы. Фактически прибор использо-
вался при измерении токов, переносимых дождем на открытую по-
верхность, однако компенсация тока смещения и в этом случае
так же важна, как и для тока атмосфера — земля.

8.9. Согласующая схема. Каземир (1955) показал, что при
определенной схеме можно исключить влш
опта потенциала на измеряемые токи атмо-
сфера— земля. Приведем в несколько упро-
щенном виде его доказательства.

Пусть А — площадь измерительной пла-
стины, I — плотность тока атмосфера —
земля. Г—-градиент потенциала у земли и
2.1 — положительная проводимость вблизи
земли, так что 1 = Поверхностная плот-
ность индуцированного заряда равна
— Е()/? =-Е01/2.|.

Суммарный ток на пластине, включая
ток смещения, будет

<М 1 А! <ц ’

если допустить, что 2.1 остается постоянным при изменении I.

Если пластина соединена с землей через сопротивление Т? и ем-
кость С, включенные параллельно, и если V — потенциал пластины
по отношению к земле, ток / через Т? будет Е/Т?, а на емкости воз-
никает заряд С} = СУ и, если V изменяется, возникает ток д.(Ц(И =
— Сй\'1с11 через С. Общий ток через пластину должен быть.

= / + СТ?

Поскольку пластина не накапливает заряда,
л'+4г-я—>+с/?т-

Если СТ? выбрано равным ео/2ц, то ]=А1, однако I изменяется,,
а это указывает на то, что через 7? есть истинный ток атмосфера —
земля, а ток смещения идет в обход — через С.

Реальная трудность состоит в том, что 2.( не постоянно и, сле-
довательно, условие С7? = ео/2ц не всегда будет выполняться, если
не изменять непрерывно С или 7?. Однако, если СТ? примерно равно-
ео/2ч, влияние тока смещения значительно уменьшается.

В этом методе постоянная времени цепи пластины делается рав-
ной времени релаксации (см. § 2.27) нижней атмосферы. Более
подробно этот вопрос рассмотрел Израэль (1955а). Теория пред-
полагает постоянство проводимости, и любое изменение градиента

изменении гради-

А/А

Рис. 36. Схема метода
Каземпра.
потенциала, вызываемое ее изменением, не будет исключено, а бу-
дет регистрироваться как ток атмосфера — земля.

Ранке (1961а) исследовал ошибки, вносимые за счет неравен-
ства постоянных времени прибора и атмосферы.

8.10. Прибор Килинского. Во избежание трудностей, связан-
ных с усилением постоянного тока, Килинский (1952) для измере-
ния постоянного потенциала, созданного током атмосфера—земля,
воспользовался электростатическим флюксметром. Метод поясня-
ется рис. 37. Ток с А создает потенциал на пластине М\ постоянный
потенциал сообщается пластине М; вращающиеся секторы I/ попе-
ременно то открывают Р полю от М и полю от У, то экранируют Р.

Рис. 37. Упрощенная схема прибора Килинского
(Килинский, 1952).

Усилитель V и детектор О формируют выходной сигнал, который,
если ток атмосфера — земля равен нулю, соответствует действию
только У; если же этот ток отрицателен, то выходной сигнал
меньше, чем когда он обусловлен одной пластиной М. Переключа-
тель 5 периодически отключает сигнал от пластины и дает нуль,
обусловленный У.

Емкость С выбрана довольно большой, чтобы избежать эффек-
тов, вызванных токами смещения, однако для их компенсации,
по-видимому, достаточно соединить электростатический флюксметр,
измеряющий напряженность поля, с М через конденсатор.

Этот прибор (Килинский, 1958) был усовершенствован: во-пер-
вых, стала медленнее вращаться измерительная пластина для об-
рыва образующейся паутины и, во-вторых, используется согласую-
щая схема (см. § 8.9).

8.11. Метод Гото. Гото (1957) модифицировал метод Виль-
сона (см. § 8.5) для непрерывной регистрации. Если заземленную
и экранированную от поля у земли пластину сначала отсоединить
от земли, затем на некоторое время экспонировать в поле, а за-
тем снова экранировать, то весь приобретенный ею заряд будет
полностью обусловлен током атмосфера — земля. Гото использовал
три такие пластины, вращающиеся в полости под заземленной
крышкой, это устройство несколько напоминает агриметр (§ 5.29),
однако здесь нет контактов с землей во время экспозиции пластины
(когда она не экранируется); выходным сигналом Гото заряжал
электрометр, что крайне похоже на принцип действия агриметров
прежних конструкций.

Этот простой метод, как показано выше, имеет недостаток: при
выходе из-под экрана заряженная пластина приобретает потен-
циал, отличающийся от потенциала земли, и поэтому искажает
силовые линии и существующий ток.

В оригинальном методе Вильсона этот эффект исключался ис-
пользованием компенсирующего конденсатора, который сообщал
соответствующей емкости постоянный потенциал. Чтобы автомати-
чески исключить этот эффект, Гото использовал реперную емкость,
сообщая ей необходимый потенциал, получаемый инвертированием
потенциала водяного коллектора. По-видимому, вместо коллектора
можно использовать электростатический флюксметр.

8.12. Использование электроники при измерениях методом
Вильсона. Чалмерс (1962а) использовал электронный усилитель
для измерения заряда по методу Вильсона. Вместо того чтобы не-
посредственно суммировать, как это делал Гото (§ 8.11), заряды,
возникающие при экспонировании измерительной пластины в поле
при натекании тока и при экранировании пластины, Чалмерс по
отдельности измерял все три заряда, а затем складывал их. Ре-
зультаты показали, что допущение о постоянной проводимости, ис-
пользуемое при применении согласующих схем (см. § 8.9), в дейст-
вительности не является корректным и, следовательно, этот метод
дает более точные результаты. Такой метод не может обеспечить
непрерывной регистрации.

8.13. Косвенный метод измерения. Косвенный метод измере-
ния тока атмосфера—земля заключается в самостоятельных изме-
рениях градиента потенциала и проводимости. Часто вблизи по-
верхности земли градиент потенциала измеряется с помощью ком-
пенсатора, обычно радиоактивного. Используются различные
методы измерения проводимости (см. главу 7); при измерениях сле-
дует учитывать оба знака проводимости, поскольку на высоте 1 м
ионы обоих знаков играют примерно одинаковую роль.

Ток 1=Е (^1 + ^2) Однако у земной поверхности ток в условиях
ясной хорошей погоды может создаваться лишь положительными
ионами, так что, если штрих соответствует величинам вблизи земли,
»'=Г'Я,'. Когда можно пренебречь токами конвекции и диффузии,
1 = 1'. Измерение показывает, что значения Е и Е' почти одинаковы.
Таким образом, %'=11+%2, как установил Хог (1939Ь) (см. § 7.6).

8.14. Ток на провод. Каземпр и Ранке (1958) измерили ток,
протекающий через соединенный с землей провод, расположенный
на высоте 1 м, и сопоставили результаты измерения с результатами
измерений градиента потенциала, произведенными с помощью
другого провода, расположенного так же на метровой высоте и
с закрепленным на нем радиоактивным компенсатором.

Если емкость провода, на который течет ток, по отношению
к земле равна С и если невозмущенный потенциал в месте его
расположения, измеренный другим проводом с коллектором, равен
V, тогда первый провод, поскольку он заземлен, должен нести
заряд (~).

Таким образом,

Если на единичном участке поверхности провода имеется заряд
т/ф, градиент потенциала на его поверхности будет

Х=-

Ео

Тогда, если проводимость, обусловленная ионами знака, про-
тивоположного ф, равна X, ток через единичную поверхность
равен

Интегрируя по всему проводу, получаем

_ \су
е0 е0

Поскольку V есть потенциал на высоте 1 м, эта величина опре-
деляет среднее значение градиента потенциала Е на первом метре,
таким образом, / измеряет произведение ХЕ.

Ясно, что этому методу присущи обычные трудности из-за на-
личия токов смещения, однако Каземир и Ранке избежали их
посредством согласующей схемы (см. § 8.9).

Этот метод не позволяет непосредственно и без ошибки изме-
рять ток атмосфера — земля, поскольку фактически измеряется
произведение ХЕ; он даже не дает униполярного тока проводимо-
сти на высоте 1 м, если в атмосфере не сохраняется постоянным
градиент потенциала на высотах до 1 м. При таком измерении кон-
вективные токи не учитываются вообще, и, очевидно, из-за этого
данный метод следует считать скорее косвенным, чем прямым, не-
смотря на то, что в этом методе осуществлено непосредственное
измерение тока. Вероятно, этот метод можно использовать для
определения X, поскольку измерения ХЕ и Е выполнены независимо
с помощью двух проводов.

8.15. Измерения вблизи поверхности земли. Прежние измере-
ния тока атмосфера—земля, произведенные двумя методами, по-
казали, что токи, измеренные косвенным методом, примерно вдвое
-больше токов, получаемых при прямом методе измерений, и это
согласуется с теоретическими выводами, изложенными в этой
книге (см. § 8.20). Лютц (1939), например, сравнивал измерения,
выполненные двумя методами в одном и том же месте, но с интер-
валом в несколько лет, так что местные условия могли измениться.
Совокупность результатов, полученных Израэлем (1954) в разных
местах двумя методами, дает более высокое среднее значение для
тока, измеренного косвенным методом, хотя это может обусловли-
ваться особенностями мест измерений.

В связи с этим существенным является изучение изменений гра-
диента потенциала с высотой в самых нижних слоях атмосферы.
Элементарный анализ электродного эффекта (см. § 8.19) указы-
вает на наличие вполне заметного различия между величинами гра-
диента потенциала на уровне земли и на высоте 1 или 2 м. Ре-
зультаты Уотсона (1929), Скрэйза (1935Ь) и Хогга (1939Ь) пока-
зали, что изменение градиента потенциала с высотой в Кью очень
мало, то же самое обнаружили Смидди и Чалмерс (1960) в Дур-
хэме. С другой стороны, Плювинаж и Шталь (1953) и Ранке
(1962) обнаружили вполне заметные эффекты над Гренландским
ледником (см. § 7.21), а Мюлейзен (1961а) —над морем.

Нолан и Нолан (1937) и Нолан (1940) произвели одновремен-
ные измерения двумя методами в Гленкри в Ирландии и обнару-
жили, что различие составляло около 10% Хогг (1939) (см. § 2.1)
установил, что на протяжении первого метра и положительная, и
отрицательная проводимости изменяются с высотой, но суммарная
проводимость с высотой почти не изменяется.

По данным измерений концентраций ионов и объемного заряда,,
проведенных в Кэмбридже, Лоу (1963) заключил, что электропро-
водность изменяется с высотой, так что ток проводимости атмо-
сфера— земля не может быть одинаковым на всех уровнях. Отсюда
следует неизбежный вывод об изменчивости с высотой и конвектив-
ного тока. Результаты Хпгадзи и Чалмерса (1966) приводят к та-
кому же заключению.

Долезалек (19606) проанализировал ряд измерений градиента
потенциала, тока атмосфера — земля и проводимости. Пользо-
ваться законом Ома можно, если нет конвективного тока. Следо-
вательно, отклонения от этого закона появятся, если этот ток су-
ществует. Долезалек исследовал различные другие факторы, кото-
рые могут привести к видимым отклонениям от закона Ома, и
заключил, что сравнение результатов измерений тока атмосфера—
земля двумя методами попросту недостаточно для определения
тока конвекции, если он вообще существует ’.

8.16. Две компоненты тока проводимости. Простое, непосред-
ственное измерение тока проводимости на некотором уровне над
поверхностью земли невозможно, поскольку пластина, расположен-
ная горизонтально, в условиях хорошей погоды будет принимать-

1 Непосредственные измерения тока конвекции у поверхности земли произ-
вел Изергин (1959), показавший, что этот ток составляет заметную часть тока
проводимости.— Прим. ред.
положительные ионы сверху, а отрицательные — снизу, и эти два
тока будут стремиться нейтрализовать друг друга.

Однако, если две близко расположенные пластины разделены
изолятором, каждая из них будет принимать лишь одну компо-
ненту тока и их можно сложить для определения полного тока, при
этом необходимо скомпенсировать токи смещения, обусловленные
изменениями поля.

В момент написания этой книги в Дурхэме предпринимались
попытки проверить рассмотренные выше предположения.

8.17. Самолетные измерения. Выяснить, сколь существен ток
конвекции, можно, если ток проводимости измерен на разных
уровнях косвенным методом. Если ток конвекции отсутствует, ток
проводимости будет одинаков на всех уровнях. Еще Эверлинг и
Виганд (1921) обнаружили уменьшение тока проводимости с вы-
сотой. Не так давно Краакевик (1958а) провел исследования
в различных пунктах. Он обнаружил, что над Гренландией ток про-
водимости практически не изменяется с высотой и равен примерно
3,7-10-12 А/м2. Над Чесапикским заливом Краакевик и Кларк
(1958) обнаружили, что токи проводимости на различных уровнях
имеют разные значения. Выше слоя обмена (см. § 2.25) ток отно-
сительно постоянен по высоте и имеет величину около 1,1 X
Х10"12 А/м2, однако внутри слоев обмена (в рассматриваемом слу-
чае было идентифицировано два различных слоя) ток проводимо-
сти оказался значительно выше, около 1,5 • 10-12 А/м2. Если допу-
стить, что выполняются квазистатические условия, должно следо-
вать, что имеется добавочный ток около 0,4 • 10-12 А/м2. Он либо
положителен и направлен вниз над слоями обмена, либо отрицате-
лен и направлен вниз внутри этих слоев.

Поскольку известно, что внутри слоя обмена происходит кон-
векция, Краакевик и Кларк заключили, что она может переносить
положительный заряд вверх; измерения градиента потенциала
обнаружили объемные заряды примерно нужной величины.

Краакевик (1958Ь, 1961) сообщил о других аналогичных изме-
рениях, из которых можно определить ток конвекции; в некоторых
случаях ток конвекции изменялся с высотой внутри слоя обмена.
В ряде случаев ток конвекции переносил положительный заряд
вверх и составлял более половины тока проводимости, перенося-
щего положительный заряд вниз.

Существование непрерывного конвективного тока в слое обмена
требует поступления положительного заряда, переносимого вверх
вертикальной конвекцией. Краакевик и Кларк предположили, что
источником этого положительного заряда могут быть положительно
заряженные ядра, поступающие в атмосферу в результате процес-
сов сгорания, как предполагал Мюлейзен (1956). Другим источни-
ком положительного заряда могут являться положительные за-
ряды, поступающие с моря (Бланшар, 1961) (см. § 4.25).

Среднее значение тока проводимости над слоем обмена, полу-
ченное по результатам различных полетов над океаном, равно
2,73 • 10~’2 А/м2. Если считать эту величину средней для всей зем-
ной поверхности, суммарный ток проводимости на всем земном
шаре будет около 1400 А, пли около 86 Кл/км2 в год.

Последствия того, что ток конвекции не равен нулю, а ток про-
водимости изменяется с высотой, будут рассмотрены в § 11.2.

8.18. Измерения с помощью радиозондов. Каземир (1960) про-
вел измерения тока атмосфера — земля с помощью воздушного
шара с подвешенным на нем радиозондом, используя модифициро-
ванную методику измерения с проводом (см. § 8.14). Так же, как
и вблизи земли, с помощью провода измерялось произведение '/.Р,.
а не общий вертикальный ток.

Каземир учел эффективную поверхность проволоки, собствен-
ные начальные заряды воздушного шара и исключил токи смеще-
ния с помощью согласующей схемы (§ 8.9).

Как и ожидалось, над слоем обмена плотность тока проводи-
мости атмосфера — земля остается одинаковой на всех высотах.
Ее величина над Гренландией оказалась раза в 3—4 больше, чем
над востоком Соединенных Штатов Америки, главным образом
из-за дополнительного сопротивления, вносимого загрязнением ат-
мосферы вблизи земли.

Внутри слоя обмена результаты оказались недостоверными, по-
скольку было невозможно выполнить условие согласования.

Ушикава (1961) измерял ток проводимости косвенным методом
и обнаружил, что его величина в слое обмена примерно в 1,3 раза
больше, чем в вышележащем слое.

8.19. Простой электродный эффект. В § 2.18 электродный эф-
фект рассматривался в предположении неизменности ионизации
и отсутствия конвекции или диффузии. При этих условиях Р не
будет равно Р', а вместо этого Р'к'^РЦ^+Кя). Также не будут
равны Ц и Л1, поскольку число существующих легких ионов зави-
сит от процессов рекомбинации. Полный анализ эффекта должен
включать в себя также учет влияния ядер конденсации, равно как
и эффекты конвекции и диффузии и любые изменения интенсивно-
сти ионизации с высотой.

Швайдлер (1908), Бехаккер (1910) и Сван (1913) исследовали
простейший случай, когда в воздухе нет конвекции или диффузии,
нет ядер и неизменна ионизация. В общем случае невозможно по-
лучить полное аналитическое решение, однако отношение Р' к Роо
не зависит от величины тока или интенсивности ионизации, и, если
воспользоваться современными значениями постоянных, оно равно
2,35.

Швайдлер (1929) и Шольц (1931Ь) исследовали случай, когда
число ядер было таково, что тяжелых ионов оказалось больше,
чем легких. Шольц установил, что уравнения (см. § 4.28) будут
интегрироваться лишь при ц =2т]о- Поэтому для получения анали-
тического выражения он был вынужден приписывать величине ц
определенное значение. Если принять, согласно Уипплу (§ 4.33)
Л — т)о = его/ео, то т) = 2еау/ео и, следовательно, Р'1РОО = 2 и это зна-
чение опять не зависит от других параметров; если же, как
лредполагали Киф, Нолан и Рич (см. § 4.31, 4.33), г) — т)0 = егц/2е0,
тогда Р'1Р<Х=е = 2,72, и, наконец, если принять -ц—цо=2е®/ео, тогда
Г777оо=(4)’/з= 1,586.

Невозможно получить аналитические результаты для величин
ц/цо, отличных от 2, но есть надежда воспользоваться приближен-
ными методами. Если даже в простейшем случае задать какое-либо
изменение интенсивности ионизации с высотой, то уравнения не
поддаются аналитическому расчету, хотя опять-таки можно вос-
пользоваться вычислительными методами.

8.20. Электрические токи конвекции. Уиппл (1932) предполо-
жил, что сложность объяснения электродного эффекта можно пре-
одолеть, если учесть наличие конвективных токов, положительных
по знаку и направленных вверх при турбулентной диффузии. Та-
ким образом, плотность общего вертикального тока на высоте 1 м
будет меньше Е(/.1+л2) на величину, равную току, переносимому
турбулентной диффузией, и может быть равной Р'кл — общему
току на земную поверхность; как было найдено из наблюдения,
Р и Р' почти равны. Такой процесс диффузии будет поддерживать
концентрацию положительных ионов на всех уровнях примерно од-
ной величины, так что 71 и не будут сильно различаться. Таким
образом, ток турбулентной диффузии или конвективный ток ока-
жется равным примерно ТХ2, т. е. почти равным общему результи-
рующему току, но противоположно направленным. Это обуслов-
ливает отношение результатов измерений двумя методами прибли-
зительно равным 2:1. Эта теория не может оказаться достаточно
удовлетворительной, поскольку, как отмечалось в § 2.9, ток турбу-
лентной диффузии зависит от (РУ/сРР или (РР1<1№, и для получения
величины тока, соответствующей Х2, величина с^Р/сИг2- должна быть
такой, как если бы градиент Р заметно изменялся в слое толщи-
ной 1 м, что противоречит результатам измерений. Этот довод мо-
жно сформулировать следующим образом: поскольку турбулентная
диффузия всегда имеет малую скорость, она должна переносить
значительный объемный заряд, а это в свою очередь требует изме-
нений Р, больших, чем были фактически обнаружены. Из резуль-
татов, полученных Хоггом, видно, что 71 и X' не равны друг другу,
как это предполагалось в теории Уиппла. Леттау (1941) развил
теорию Уиппла, введя коэффициент турбулентной диффузии, за-
висящий от высоты, однако он не сумел получить более хорошего
согласия теории с экспериментом.

Если Р неизменно с высотой, то нет ни объемного заряда, ни
конвективного тока, поэтому ток проводимости будет одинаков
на всех уровнях, из чего следует, что Х' = (Х1+72). Тогда возникает
вопрос, каким образом Ц может оказаться больше М. Хогг (1939Ь)
впервые высказал, а Чалмерс (1946) развил предположение, что
интенсивность ионизации вблизи земли может оказаться выше, чем
на больших высотах, из-за эффектов радиоактивности в земле.
Чалмерс (1946) показал, что можно обоснованно допустить, что
скорость образования ионов с высотой изменяется и выполняются
условия квазистатического состояния для тяжелых и легких ионов
обоих знаков. Эти допущения согласуются в целом с результатами
наблюдений градиента потенциала и проводимости. При этом счи-
тается, что объемный заряд имеет небольшую величину (см. §2.3).
Пирс (1958) показал, что реальная величина концентрации ионов
с высотой мало отличается от предположенной Чалмерсом.

Там, где нет заметной земной радиоактивности, обеспечиваю-
щей это распределение ионов по высоте, становится заметным элек-
тродный эффект, например над Гренландским ледником и морем,
как отмечалось в § 8.15.

Из самолетных измерений (§ 8.17) видно, что нельзя предпо-
лагать полное отсутствие тока конвекции; данные, полученные Лоу

Рис. 38. Относительный ход тока атмосфера — земля в Кью.
Время по Гринвичу (Скрэйз, 1933).

1 — зима. 2 — лето.

(§ 8.15), подтверждают это. Лоу сумел объяснить им же получен-
ные результаты, приняв во внимание конвективный ток и измене-
ние с высотой интенсивности ионизации; таким образом, он объе-
динил теории Уиппла и Чалмерса.

Представляется вероятным, что степень влияния конвективного
тока на полный ток атмосфера — земля может изменяться от ме-
ста к месту (см. сноску на стр. 185).

8.21. Суточный ход тока атмосфера — земля. Суточные изме-
нения тока атмосфера—земля в Кью (Скрэйз, 1933) имеют раз-
личный характер в разные времена года. Зимой максимальное
значение тока наблюдается около 6 ч, а минимальное — около
21 ч, летом максимум и минимум выражены гораздо слабее, отме-
чаются они соответственно около полуночи и около 13 ч. Как
правило, существует приблизительно обратное соотношение между
током и градиентом потенциала, хотя диапазон изменений тока
меньше. Этот вопрос рассмотрен в связи с годовым изменением
тока (§8.24).

Результаты, полученные в Потсдаме (Келлер, 1912), Давосе
(Дорно, 1911) и Павловске (Оболенский, 1926), в целом согласу-
ются с результатами для Кью.

Над океанами, где отсутствуют локальные эффекты проводимо-
сти, суточный ход тока атмосфера — земля такой же, как и ход
градиента потенциала.
8.22. Вариация тока атмосфера — земля. Основную формулу
для тока хорошей погоды можно представить в виде

V
/ — Л ’

и, взяв логарифм и продифференцировав, получить

1 <и 1 ау_____1 др

I сП V д( р. д1 '

Таким образом, изменение I можно выразить частично как гло-
бальное изменение, что вызвано изменением V — потенциала элек-
тросферы, и частично как локальное, вызванное изменением Р —
локальным сопротивлением столба воздуха.

Огава (1960 а), рассматривая известное изменение V по универ-
сальному времени и считая, что изменения /? в местное время по-
всюду одинаковы, как было установлено Сагалин и Фаушером
(1956), построил кривые суточного хода тока атмосфера — земля
для различных долгот. С учетом того обстоятельства, что сопротив-
ление столба воздуха на самом деле по-разному меняется в раз-
личных местах, можно считать, что кривые, рассчитанные Огавой,
вполне хорошо согласуются с результатами наблюдений, например
с результатами Израэля (1954).

8.23. Эффект восхода солнца. Во время восхода солнца или
сразу после него обнаруживается возрастание тока проводимости
атмосфера — земля и градиента потенциала (см. § 5,46). Возраста-
ние тока обнаруживается независимо от того, непосредственным
или косвенным методом ведутся измерения. Чалмерс (1957а) по-
казал, что действие генератора, возникающего в слое обмена сог-
ласно предположениям Каземира (1956), может объяснить возрас-
тание тока, обнаруженное при измерении косвенным методом, но
не объясняет его возрастание при непосредственном измерении.
Поступление в атмосферу заряженных ядер в результате промыш-
ленных процессов (Мюлейзен, 1956) не может объяснить сущест-
вование «эффекта восхода» на горных станциях; там могут быть
эффекты, обусловленные влажностью (Мюлейзен, 1958).

Лоу (1963) предположил, что изменение тока проводимости
связано с изменением знака конвективного тока. Чтобы сохранить
постоянным общий вертикальный ток, ток проводимости должен
стать больше.

8.24. Годовой ход тока атмосфера — земля. Годовой ход тока
атмосфера — земля в различных пунктах совершенно разный.
В некоторых случаях обнаруживается летний максимум тока (т. е.
он противоположен по фазе максимуму градиента потенциала),
как, например, в Кью (Скрэйз, 1933), Валь Жуайе (Марейн, Хо-
мери и Гибот, 1930), Форт Рэ (Шеппард, 1933) и Канберре (Хогг,
1950). В других случаях, в Потсдаме (Келлер, 1912), Мюнхене
(Лютц, 1911), Давосе (Дорно, 1911) и Хуанкайо (Торресон, 1939)
обнаруживается зимний максимум, совпадающий с максимумом
градиента потенциала.
Во многих случаях изменения тока во времени оказывались не-
регулярными; полный перечень результатов измерений был состав-
лен Хоггом (1950). Некоторые из этих наблюдений проводились
только в один срок в течение суток и, таким образом они могут
быть подчинены влияниям изменения суточного хода тока в зави-
симости от времени года, например, Скрэйз (1935а) отметил, что,
когда наблюдения в Кью проводились только в 15 ч, обнаружива-
лись весенний и осенний максимумы, тогда как при непрерывных
измерениях (Скрэйз, 1933) обнаружился только летний максимум.

Рис. 39. Относительный годовой ход тока атмосфера — земля в Кью
(Скрэйз, 1933).

Рис. 40. Относительный годовой ход градиента потенциала в Кью
(Скрэйз, 1933).

Над океанами (Маучли, 1926) или на больших высотах над
сушей, например над вершиной Цугшпиц (Лаутнер, 1926), годовой
ход тока незначителен.

Поскольку 1 = 'КР, а также 1 = У/Р, можно видеть, что I остается
более постоянным, чем X и Р, так как V и Р изменяются меньше,
чем X и Р. Так как Р, однако, изменяется в противофазе с к, но
с меньшей амплитудой, следует ожидать, что изменения I должны
следовать за изменениями А и, следовательно, кривая хода I дол-
жна быть противоположной кривой хода Р. Из рис. 40 видно, что
это приблизительно выполняется для годовых изменений I и Р
в Кью.

8.25. Связь тока атмосфера — земля с проводимостью. Хогг
(1950, 1955) предпринял две попытки установить более точную
связь между током атмосфера — земля и локальной проводимостью
у поверхности земли. Согласно соотношению 1 = У/Р из § 2.18, про-
водимость оказывает влияние на I лишь в той степени, в какой она
влияет на Р.

Хогг (1950) назвал А=1/Р проводимостью столба воздуха и
подразделил ее на Ас— верхнюю, существенную на высоких
уровнях и не изменяющуюся при локальных изменениях вблизи
земли, и Аг — нижнюю, действующую вблизи земли и зависящую
от существующих там локальных условий. Тогда Л,, является некоей
функцией от измеренной удельной проводимости X вблизи земли.

Таким образом,

1=ЛУ== ЛЛ1АХ~ У=~ Лг\ " =---------7 У-

Ас -Р Лг 1 , Аг . / (А.)

Если взять средние значения за такой большой период, что мо-
жно исключить суточные и годовые изменения V, то сравнение I
и X для ряда различных пунктов наблюдений должно дать /(X).

Хогг обнаружил, что данные большинства наблюдений распола-
гаются на одной кривой, которую можно представить либо как

/=4,2 (X—]—7О)0’7,
либо как

/=0,6Х2/з,

где I берется в А/м2- 10-14, а X— в Ом-1/м • 10-1в.

Хогг (1955) воспользовался эмпирическими результатами Гиша
и Уайта (1950) (см. § 2.8), согласно которым изменение проводи-
мости с высотой дается соотношением

Х=)Ю+АА2.

Допуская, что это соотношение сохраняется и у земли, где про-
водимость должна быть Хо, Хогг показал, что сопротивление столба
воздуха есть

2(АХ0)'А

и тогда

9 1/ *

Это значение хорошо согласуется с измеренными величинами I,
среднее значение V равно 3,4- 105 В, что близко к принятым величи-
нам V (см. § 11.2). Так как величина отношения г/Х,/= должна за-
висеть лишь от V, Хогг воспользовался средними значениями обеих
величин соотношения за многолетний период, пытаясь установить,
зависит ли V от числа солнечных пятен. Хотя наблюдаемые на трех
станциях изменения V во времени были похожими, они не согла-
совались с ходом солнечной активности.

Очевидным слабым местом таких методов связывать ток атмо-
сфера-земля с током проводимости является невозможность

учета резкого изменения проводимости на верхней границе слоя |

обмена, обнаруженного Сагалин и Фаушером (1954) (см. § 7.13), !

и изменчивости высоты этой границы. Таким образом, в первом
методе Хогга Л,- зависит не только от X, но также и от высоты гра-
ницы, а в его втором методе Хо не является измеренной проводимо-
стью у земли.

8.26. Использование измерений в синоптике. Если одновре-
менно измерены две из трех величин Р, I и л, то можно провести
полезное сравнение результатов, полученных в разных местах, и
найти различие между местными и глобальными эффектами. Как
отметил Израэль (1955Ь), изменение градиента потенциала может
быть вызвано дымовой трубой, расположенной неподалеку, и изме-
нением грозовой активности за тысячу миль от места наблюдения,
однако одновременные измерения градиента потенциала и тока
атмосфера— земля или проводимости позволили бы без труда
установить причину изменения градиента потенциала.

Ясно, что сравнительные измерения, вроде тех, что провели
Витлок и Чалмерс (1956), имели бы большую ценность, если бы I
или как и Р, можно было измерять одновременно.

8.27. Измерения в горах. Хольцер (1955) измерял ток прово-
димости атмосфера — земля на ряде станций, в частности в горах
на высотах до 4000 м. Он обнаружил, что при невозмущенных усло-
виях суточный ход тока повторяет ход градиента потенциала (см.
§ 5.43) за исключением случаев, наблюдающихся непосредственно
после восхода солнца, когда относительное возрастание тока
больше, чем градиента потенциала, и в середине дня, когда умень-
шение тока оказывается слабее спада градиента потенциала. Оба
эффекта могут обусловливаться изменением проводимости благо-
даря конвективным токам пли непосредственно этими токами (см.
§8.20).

Израэль (1957) установил, что при хорошей погоде на горе
Юнгфрауйох среднее значение плотности тока проводимости было
13,3 - 10-12 А/м2 (сравни с обычными значениями, равными (2ч-4)Х
ХЮ-12 А/м2). С точки зрения постоянства тока проводимости на
всех уровнях это кажется аномалией, однако фактически, сог-
ласно сказанному в § 5.50, увеличение тока можно объяснить от-
сутствием части сопротивления столба воздуха.

8.28. Измерения над океаном. Руттенберг и Хольцер (1955)
во время экспедиции на «Каприкорне» измеряли ток атмосфера —
земля косвенным методом. Результаты измерений суточного хода
оказались в хорошем согласии с результатами измерений гради-
ента потенциала, полученными во время плаваний на «Карнеги»
(см. § 5.43), однако при статистической обработке результатов
обеих экспедиций обнаружилось небольшое возрастание тока во
время местного восхода солнца.

8.29. Ток атмосфера — земля и земной магнетизм. Из общего
соотношения между магнетизмом и электричеством, выраженного
законом Ампера, следует, что контурный интеграл напряженности
магнитного поля по линии, окружающей какую-либо область, равен
полному току через эту область в перпендикулярном направлении.

Предпринимались попытки проверить этот закон в отношении
горизонтальной компоненты земного магнитного поля. Результаты
Шмидта (1924) и Бауэра (1920) указывают, по-видимому, на то,
что, для того чтобы удовлетворить закон Ампера, необходима плот-
ность тока порядка 10~7 А/м2, тогда как плотность тока при хоро-
шей погоде составляет около 10-12 А/м2; однако были сомнения:
достаточно ли точно выполнялись магнитные измерения, чтобы про-
водить такие сравнения? Позже Шмидт (1939) установил, что маг-
нитные данные не подтверждают наличие токов такого порядка.

Петерс (1923) иначе подошел к решению проблемы. Из опреде-
ленной точки он провел на восток траектории, которые повсюду со-
ставляли прямой угол с горизонтальной составляющей земного
поля. Если вертикальные токи отсутствуют, такие траектории дол-
жны являться почти точными окружностями вокруг земли, а если
имеются токи порядка 10~12 А/м2, то траектории будут оканчи-
ваться в нескольких метрах от той точки, где они начались. Однако
Петерс обнаружил, что в северном полушарии пять траекторий
оканчивались в среднем на 34 км южнее их исходной точки, тогда
как в южном полушарии пять траекторий отклонились в среднем
на 96 км. Для таких отклонений требуются токи примерно
10-7 А/м2. Опять возникли сомнения: достаточно ли точно выпол-
нены магнитные измерения?

Другим явлением, несколько похожим по природе на действие
вертикальных токов в атмосфере, являются вертикальные токи
в земле. Если телеграфный провод проложить вверх по горе и за-
землить в двух различных по высоте точках, то ток потечет снизу
вверх. Если предположить, что ток течет по земле, когда нет про-
вода, тогда, чтобы замкнуть цепь токов, текущих вверх со всех
сторон горы, должны быть токи, направленные вниз, например,
токи через атмосферу, однако такие токи должны примерно на че-
тыре порядка превышать обычный ток атмосфера— земля. Было
также высказано предположение, что гора действует как батарея,
которая создает ток только лишь тогда, когда контур замкнут те-
леграфным проводом, а когда нет провода, нет и тока, есть лишь
разность потенциалов.

Если считать, что для объяснения результатов магнитных изме-
рений требуются токи порядка 10”7 А/м2, то эти токи должны быть
такими, что их невозможно непосредственно измерить, они могут
быть образованы лишь теми частицами, которые проходят через
приемник, не отдавая ему своего заряда.

Глава 9

ТОКИ С ОСТРИй

9.1. Разряд с острия. В обычных условиях ионный ток созда-
ется ионами, образованными главным образом, как говорилось
в главе 4, радиоактивными элементами и космическими лучами.
Каждый возникший таким образом легкий ион движется в элект-
рическом поле до тех пор, пока, как это было рассмотрено
в главе 4, он не провзаимодействует и не перестанет являться лег-
ким ионом. Возникновение новых легких ионов обычно не зависит
от концентрации уже существующих. Однако, оказываясь в доста-
точно сильном электрическом поле, эти ионы могут осуществлять
ионизацию. О том, как это происходит на большой длине, что при-
водит к возникновению молнии, будет подробно рассказано
в главе 14. Когда же процесс ионизации при столкновении проис-
ходит в малом объеме вблизи острия, где поле возрастает за счет
увеличения концентрации силовых линий, оканчивающихся на ост-
рие, тогда возникает эффект разряда с острия. Такое явление на
вершинах мачт и т. и. известно как огни Св. Эльма, а в лаборатор-
ных исследованиях оно было названо коронным (коронирующим)
разрядом.

9.2. Ионизация при столкновении. Первичный процесс иониза-
ции сводится к отрыву электрона от молекулы с образованием по-
ложительно заряженного иона. В обычных условиях электрон
присоединяется к нейтральной молекуле, образуя отрицательный
ион, а затем положительные и отрицательные ионы присоединя-
ются к другим молекулам (см. § 4.2).

Однако в достаточно сильном электрическом поле электрон
может приобрести за время между своим возникновением и пер-
вым столкновением с молекулой значительное количество энергии.
Тогда, если энергия достаточно велика, электрон, вместо присо-
единения к молекуле, может ионизовать ее, образуя новые электрон
и ион. Этот процесс может продолжаться, так что появление од-
ного первичного электрона приведет к образованию значительного
числа ионов.

Возникновение новых ионов возможно также при столкнове-
ниях молекул не только с электронами, но и с положительными
ионами, однако, поскольку электрон меньше иона, он, как пра-
вило, имеет большую длину свободного пробега и, таким образом,
приобретает больше энергии. (Все частицы с одинаковым зарядом
приобретают равные энергии на равных расстояниях в одном и
том же поле.) Таким образом, когда нарастает электрическое
поле, можно ожидать, что электроны способны ионизовать газ при
более слабом поле, чем положительные ионы.

9.3. Упрощенная теория. Общую теорию разряда с острия в ат-
мосфере можно упростить, если рассматривать идеальный газ.
Представим горизонтально протяженное облако, создающее элек-
трический градиент потенциала между ним и землей, так что си-
ловые линии на большом пространстве вертикальны. Теперь пред-
ставим, что на земную поверхность перпендикулярно к ней поме-
щен заостренный проводник. Тогда вблизи проводника силовые
линии будут отклоняться, концентрируясь на острие. Таким обра-
зом, на поверхности острия и вблизи него поверхностная плотность
заряда и напряженность поля в воздухе станут значительно боль-
ше, чем на поверхности земли; фактическая протяженность обла-
сти, где отмечается их возрастание, зависит от конструкции
острия. Итак, в условиях, когда обычно ионизация при столкнове-
ниях не должна происходить, локальное поле в ограниченной об-
ласти около проводящего острия может достигать величин, тре-
буемых для ионизации за счет столкновения.

Для любого определенным образом расположенного острия
существует минимальное значение градиента потенциала у по-
верхности земли, при котором возникает заметный ток с этого
острия. Для острий, имеющих высоту деревьев, минимальный гра-
диент потенциала составляет от 600 до 1000 В/м, а для самих де-
ревьев несколько больше. Когда изолированное острие достигает
высоты 30 или 40 м, коронирование может возникнуть при гради-
енте потенциала хорошей погоды, равном 200 В/м и даже меньше.

Если острие заряжено положительно, т. е. при отрицательном
градиенте потенциала в атмосфере, электроны движутся к этому
острию, а положительные ионы — от него, если острие заряжено
отрицательно, положительные ионы движутся к нему, а элект-
роны — от него. Когда эти электроны достигают области, где их
энергия уже не достаточна для ионизации при столкновении, они
присоединяются к молекулам, образуя отрицательные ионы.

9.4. Пульсирующий характер разряда. В процессе ионизации
при столкновениях возникают положительные ионы или электроны,
которые движутся к острию, появляются также и ионы противопо-
ложного знака, движущиеся от него, последние образуют объем-
ный заряд, который уменьшает градиент потенциала вблизи ост-
рия, поскольку силовые линии оканчиваются на нем, вместо того
чтобы оканчиваться на острие. Этот процесс идет до тех пор, пока
градиент потенциала не уменьшится настолько, что перестанет
происходить ионизация при столкновениях и разряд прекратится.
Затем, когда облако ионов рассосется и объемный заряд уже не
будет столь сильно уменьшать градиент потенциала около острия,
ионизация при столкновениях начнется вновь, и весь процесс по-
вторяется сначала. Таким образом, при соответствующих условиях
разряд может происходить в виде серии импульсов.

Пульсирующий характер разряда в лабораторных условиях
исследовал Тричел (1938). Он обнаружил, что эти пульсации весь-
ма регулярны, когда острие является отрицательным электродом.
В каждом импульсе переносится одинаковое количество заряда,
порядка 10~10 Кл; градиент потенциала определяет частоту пуль-
саций и, таким образом, средний ток. Иногда количество заряда,
переносимое в импульсе, изменяется, этому сопутствует видимое
изменение положения пятна разряда на острие. Лардж и Пирс
(1955) получили точно такие же результаты для разряда с есте-
ственного острия, расположенного на высоте 7 м от земли, в не-
настную погоду при положительном градиенте потенциала на нем.
Чалмерс (1965) обнаружил, что если ветер совпадает с основным
направлением тока, то он увеличивает ток, интервалы между им-
пульсами и заряд, переносимый импульсом, причем последний
возрастает наиболее интенсивно. Этот эффект более подробно изу-
чили Пирс, Нейдайл и Мак-Киннон (1960).
Иные явления происходят, когда острие заряжено положи-
тельно, что соответствует отрицательному градиенту потенциала
в атмосфере. В лабораторных экспериментах, едва градиент потен-
циала достигал достаточной для разряда величины, происходили
«индуктивные толчки», имевшие иногда слабые и нерегулярные
пульсации; при больших градиентах ток становился устойчивей.
Совершенно аналогичные результаты получили в атмосфере
Лардж и Пирс (1955).

9.5. Лабораторные и атмосферные условия. При исследованиях
в лаборатории разряда с острия размеры области, в которой про-
исходит ионизация при столкновениях, могут оказаться сравни-
мыми с расстоянием между электродами; однако при разряде
с острия в атмосфере «электродами» являются острие при потен-
циале земли и облако. Таким образом, в лабораторных экспери-
ментах ионы, движущиеся от острия, быстро достигают другого
электрода и оказывают малое влияние на процесс, тогда как в ат-
мосфере онп могут создавать заметный объемный заряд и значи-
тельно изменять процесс.

В лабораторных опытах отсутствует также ветер, который мо-
жет выносить ионы из близлежащей к острию области, а в атмо-
сфере избежать действия ветра невозможно.

Таким образом, нельзя полностью переносить результаты лабо-
раторных опытов на атмосферные процессы, и многие исследова-
ния разряда с острия в естественных условиях можно проводить
лишь в атмосфере, где эти условия в значительной степени не
контролируемы.

9.6. Результаты первых измерений. Колладон (1826) измерял
ток, протекающий через измерительный прибор, включенный
между испытуемым острием и землей, острие он установил на вер-
шину столба высотой около 10 м. Пельтье (1840) поднимал острия
на воздушных змеях и измерял ток, а Вебер (1886—1892) исполь-
зовал и змеи и привязные аэростаты. В прошлом токи с острий
измеряли такие ученые: Кветеле (1849), Ламон (1852, 1862), Лем-
стрем (1882—1884, 1898, 1900), Вайзе (1904) и Дикман (1912). Эти
исследователи установили, что при грозах и ливнях, когда гради-
енты потенциала велики, возникают значительные токи даже
с низко расположенных острий, а при хорошей погоде требуется
большая высота их размещения. По-видимому, Вебер, который из-
мерил постоянно текущие токи вплоть до 6 мкА и токи больших
величин незадолго до вспышки молнии и во время вспышки, был
первым, кто предположил, что разряд с естественных острий, на-
пример с деревьев, может быть существен для электрического со-
стояния атмосферы. Вильсон (1920) поддержал эту идею и пред-
положил, что заряд с острия может играть весьма важную роль
в переносе заряда между облаками и землей. Прямым следствием
этого предположения явились работы Вормеля (1927, 1930) и
Шонланда (1928Ь).

9.7. Микровольтаметр Вормеля. Чтобы выяснить, какую роль
играет разряд с острия в переносе заряда между электросферой и
землей, Вормель (1927) предложил метод измерения общего ко-
личества заряда, переносимого вниз на землю разрядом с острия
за значительный промежуток времени. Он использовал металли-
ческое острие, укрепленное на столбе примерно такой же высоты,
как и близлежащие деревья. Для измерения протекающего коли-
чества электричества Вормель сконструировал микровольтаметр, со-
стоящий из трубки, заполненной разбавленной серной кислотой,
и двух платиновых проволок в качестве электродов. При такой
конструкции микровольтаметра пузырьки газа, образующиеся при
электролизе, поступают в капилляр, где их объем можно измерить
с помощью микроскопа.

Рис. 41. Микровольтаметр Вормеля (один электрод) (Вор-
мель, 1927).

1 — ртуть, 2 — электролит, 3 — газ, 4 — платиновая проволока.

Известно, что объем водорода, выделившегося на одном элек-
троде, в 2 раза превышает объем кислорода, выделившегося на
другом электроде. Если при прохождении заряда в 1 Кл образу-
ется объем х кислорода и объем 2х 'водорода и если в одном на-
правлении проходит заряд щКл, а в другом а2Кл, то объем газа,
выделившегося на обоих электродах, будет V^=^^x+2^2X и о2 =
= 92х+291Х. Если щ и о2 измерены, а х известен, можно опреде-
лить 91 И 92-

За трехлетний период наблюдений Вормель установил, что
через острие на землю отрицательных зарядов поступает в 2 раза
больше, чем положительных. Для того чтобы оценить плотность
тока, переносимого на землю разрядами с острий, и на основании
этого получить представление о важности этого процесса для
«электрического баланса земли», Вормель должен был знать или
предполагать, сколько острий с эффективностью, равной эффек-
тивности использованного острия, существует в области исследо-
вания. Вормель подсчитал число деревьев на 1 км2, которые были
выше его острия, и предположил, что их число равно числу острий,
подобных его острию, полагая, что большая высота деревьев будет
в какой-то степени скомпенсирована их весьма тесным взаимным
расположением. За год, согласно его результатам, через измери-
тельное острие проходит суммарный отрицательный заряд, равный
0,13 Кл, а на 1 км2, по его оценкам, около 800 подобных острий,
следовательно, 1 км2 поверхности получает около 100 Кл отрица-
тельного заряда в год за счет разрядов с острий.

9.8. Измерения Шонланда. Шонланд (1928Ь) измерял ток
с помощью настоящего дерева, укрепив его на изоляторах и сое-
динив с землей через гальванометр. Суммарный проходящий за-
ряд можно было оценить, интегрируя показания гальванометра.
Шонланд интересовался явлениями во время гроз, поскольку при
грозах токи с острий имеют наибольшую величину. Следовательно,

Рис. 42. Дерево Шонланда (Шонланд, 1928).

его результаты представляют собой значения не за какой-то пе-
риод времени, а дают отдельные значения для ряда конкретных
гроз. Он занимался главным образом оценкой относительной эф-
фективности различных механизмов, с помощью которых заряд
во время грозы поступает на землю или уходит с нее. Он смог
оценить заряд, приносимый молнией на единицу площади поверх-
ности земли, и измерить заряд, приносимый дождем и токами про-
водимости (см. § 11.9).

Чтобы сведения о переносе зарядов во время гроз были пол-
ными, Шонланду нужно было, зная величину тока, переносимого
вниз через одно дерево, лишь рассчитать суммарный ток, посту-
пающий на поверхность. Эта задача для него оказалась легче,
чем для Вормеля, поскольку все деревья вблизи места его измере-
ний (Сомерсет-Вест в Южной Африке) были похожи на исполь-
зуемое им и располагались довольно редко. К тому же, поскольку
Шонланд использовал обычное дерево, вопрос об относительной
эффективности острия и дерева не возникал. Шонланд пытался
поддерживать естественные условия, привязывая к своему дереву
ветви с листьями. Но уже при первом взгляде на фотографию
в статье Шонланда видно, что подопытное дерево не находится
в естественном окружении и что ближайшие деревья отстоят зна-
чительно дальше, чем на 5 м — расстояние, принятое за среднее.
Таким образом, если величина тока через дерево зависит от его
расположения относительно других деревьев, то дерево Шонланда
не являлось удачным образцом. Выбрав деревья, чтоб между
ними было определенное расстояние, Шонланд определил, что
в течение одной грозы за счет коронирования на землю поступит
заряд, в 20 раз больший, чем от молний, заряд в обоих случаях
отрицательный; величиной заряда, приносимого дождем, можно
пренебречь. Он нашел, что среднее значение полного тока под гро-
зовым облаком составляет 2,1 А. Вполне возможно, что эти резуль-
таты необходимо уточнить, если экспериментальное дерево лучше
экспонировано в электрическом поле, чем рядом стоящие деревья.
Если предположить, что во время грозы в Северной Америке на
поверхность земли течет такой же ток, как в Южной Африке,
тогда можно воспользоваться данными Гиша и Уайта (1950), со-
гласно которым средняя величина тока грозового облака равна
0,5 А, из чего следует, что дерево, использованное Шонландом,
в 4 раза эффективней среднего дерева. При сравнении их данных
с результатами Стерджиса, Райна и Кангаса (1957Ь) — 1,ЗА, по-
лучается отношение, равное только 1,6. Вормель (1953а), учиты-
вая максимальную плотность тока с острия во время грозы, полу-
чил еще большее различие между своими данными и данными
Шонланда, Стерджиса и др. Однако вывод о том, что разряд
с острия играет важнейшую роль при обмене зарядами между гро-
зовыми облаками и землей, остается в силе.

9.9. Соотношение положительных и отрицательных зарядов,
переносимых на землю разрядом с острий. Вормель (1927, 1930)
установил, что количество отрицательных и положительных заря-
дов, приносимых на землю, составляет пропорцию 2:1. Уиппл и
Скрэйз (1936) провели в Кью за 2 года многочисленные измерения
суммарного тока, обусловленного разрядом с острия. Они исполь-
зовали острие высотой 8,4 м, похожее на то, каким пользовался
Вормель, и записывали ток гальванометра на барабане самописца;
интегрирование записей давало суммарное количество заряда,
прошедшего за любой промежуток времени. Они получили соот-
ношение отрицательных и положительных зарядов, равное 1,7 : 1,
т. е. несколько меньше, чем Вормель, однако они могли измерять
малые величины заряда и получать более точные отношения.

Другие исследователи использовали аппаратуру такого же
типа. Однако Оллсоп (1952) собирал заряд на конденсаторе, па-
раллельно которому подключался искровой разрядник для раз-
ряда конденсатора, когда заряд достигал определенной величины.
Суммарный ток определялся подсчетом числа разрядов, помимо
этого, регистрировалось направление тока.

Результаты различных исследователей сведены в табл. 1. Они
позволяют предположить, что, по всей видимости, отношение отри-
цательного к положительному заряду больше в тропиках и суб-
тропиках, чем в умеренных широтах. ’

Таблица 1

Отношение зарядов (—зар./+зар.), переносимых током с острия

Наблюдатель Место Отношение — зар./ -|- зар. Длитель- ность на- блюдений
Вормель (1927, 1930) Кэмбридж (Англия) 2,0 3 года
Уиппл и Скрэйз (1936) Кью (Англия) 1,7 2 „
Иммельман (1938) Претория (Южная Аф- 2,8 2 .
рика) 2,1
Ёкоути (1939) Япония 1 год
Герасимова (1939) Эльбрус (Кавказ) 1,6 14 лет
Чнплонкар (1940) Колаба (Индия) 2,9 1 год
Перри, Вебстер и Бэгью- Нигерия 2,86 9 месяцев
лей (1942) Лютц (1944) Мюнхен (Германия) 2,0 3 года
Чалмерс и Литтл (1947) Дурхэм (Англия) 1,36 8 месяцев
Оллсоп (1952) Южная Африка 2,2
Михновский (1957) Польша 1,5 6 гроз
Спварамакрпшнан (1957) Пупа (Индия) 2,0 1 год

9.10. Временные сдвиги. Лютц (1941) и Хатчинсон (1951) на-
блюдали, что ток с коронирующего острия часто сменяет знак
позже, чем градиент потенциала, когда последний знакопереме-
нен. Это можно объяснить действием объемного заряда, находя-
щегося в области ниже острия, но выше аппаратуры, измеряющей
градиент потенциала; у острий объемные заряды образуются
в большом количестве. Когда градиент потенциала положителен,
разряды с испытуемого острия, а также с более низких острий,
создают отрицательные ионы, которые образуют отрицательный
объемный заряд. Если теперь влияние облачности уменьшается,
то наступает момент, когда этот отрицательный объемный заряд
может начать оказывать большее влияние на измеряемый прибо-
ром градиент потенциала, чем само действие слабого положитель-
ного градиента потенциала, обусловленного облаками. Тогда гра-
диент потенциала у земли меняет знак, в то время как градиент
потенциала у острия, а следовательно, и ток с него остаются по-
ложительными. Лютц (1941) отметил, что влияние облаков замет-
нее сказывается на токе с острий, чем на градиенте потенциала

1 Измерения Зыковой (1960) на Сахалине показали, что в отдельных райо-
нах отношение зарядов, перенесенных током с острия, может быть и меньше еди-
ницы. — Прим. ред.
вблизи земли. Тем же влиянием объемного заряда Хатчинсон объ-
яснил отклонения в виде «горбов» на записях тока с острий, про-
тиворечащие уравнению Уиппла и Скрэйза (1936). Когда все ко-
ронирующие острия находятся в одинаковых условиях, тогда не
должно возникать «горбов» и происходить запаздывания во вре-
мени, при этом связь тока с острия и градиента потенциала дол-
жна стать, по-видимому, более тесной.

9.11. Коронирование острий, установленных на змеях и воз-
душных шарах. При изучении токов, текущих вниз по тросам, сое-
диняющим змеи и воздушные шары с землей, было обнаружено,
что в одних случаях разряд возникал на специально используемых
остриях, в других случаях — просто на конце или на поверхности
троса. В грозовую погоду токи бывают подобны токам с деревьев
или с более низких острий, но имеют большую величину. Корони-
рование может также возникать в хорошую погоду.

Де Ромас (1783), поднимая змей, обнаружил ток в проволоке,
однако он не смог связать этот ток с эффектом коронирования.
Из числа первых исследователей, упомянутых в § 9.6 Пельтье
(1840) использовал воздушный змей, Вебер (1886—1892) —воз-
душные шары и змеи.

Нукияма и Наката (1926) измеряли ток, текущий по тросу от
шара-змея, на разных высотах, одновременно измеряя градиент
потенциала у земли.

Дэвис и Стэндринг (1947) использовали привязной аэростат,
который поднимался вплоть до высоты 2400 м, и обнаружили силь-
ное возрастание тока с высотой, а также при увеличении гради-
ента потенциала у земли и при повышении скорости ветра. При
этом учитывали влияние зарядов, наведенных на трос, идущий
к аэростату, на градиент потенциала, измеряемый у земли под
аэростатом, а также действие ионов, возникающих в области раз-
ряда и переносимых ветром.

Токи, текущие с привязного аэростата, в хорошую погоду из-
мерял также Вихманн (1951); он использовал эти токи для на-
хождения относительных величин градиента потенциала в различ-
ное время суток, пренебрегая влиянием ветра и считая правиль-
ной формулу Уиппла и Скрэйза (1936) (см. § 9.15).

Чалмерс и Мэйплсон (1955) измеряли токи с острия, укреплен-
ного на привязном аэростате, но на меньших высотах, чем это
делали Дэвис и Стэндринг (1947), поднимая его лишь до 200 м;
они обнаружили возрастание тока при увеличении ветра, высоты
и приземного градиента потенциала. 1

9.12. Разряд с изолированного острия. Киркман и Чалмерс
(1956) использовали острие высотой около 30 м, значительно воз-
вышающееся над расположенными рядом деревьями. Они обна-
ружили, что разряд с острия возникает при градиентах потенци-
ала вплоть до 250 В/м, т. е. в некоторых случаях и при градиентах

1 Следует иметь в виду, что длинный трос может начать коронпровать в ка-
ких-то точках, лежащих ниже его верхней части. — Прим. ред.
потенциала хорошей погоды, и что ток зависит от скорости ветра.
При градиентах потенциала свыше 1000 В/м коронирование начи-
налось на соседних деревьях, образующиеся ионы осложняли из-
мерения. Полученные результаты обсуждаются в § 9.16.

9.13. Многочисленные острия. Чиплонкар (1940) провел экспе-
рименты с группой из четырех острий и довольно неожиданно
выяснил, что при одном и том же градиенте потенциала суммар-
ный ток через группу острий меньше тока через одно острие. С дру-
гой стороны, Сиварамакришнан (1957) обнаружил, что при срав-
нительно схожих условиях больший ток течет через четыре ост-
рия, чем через одно.

По данным лабораторных экспериментов Белин (1948) уста-
новил, что, если условия одинаковы, с каждого острия, когда их
7 или 13 штук, течет такой же по величине ток, как и с одного
острия.

Чалмерс и Мэйплсон (1955), используя в хорошую погоду при-
вязные аэростаты, сравнивали токи через группу из восьми острий
и через одно острие. Они обнаружили, что при одинаковом гради-
енте потенциала и ветре ток с восьми острий составляет примерно
половину тока с одного острия.

Расхождения вызываются, очевидно, различными расположе-
ниями острий относительно силовых линий. Безусловно, острия
у Сиварамакришнана были разнесены на большие расстояния,
чем у Чалмерса и Мэйплсона, и действия их были в большей сте-
пени независимы, а в лаборатории у Белина действия острий были,
очевидно, полностью независимы.

Джавар и Чалмерс (1965) использовали в лаборатории семь
острий, шесть из которых были расположены по углам шестиуголь-
ника, а одно — в центре; длина стороны шестиугольника изменя-
лась, в остальном аппаратура сохранялась в неизменном виде.
Из данных наблюдений они сделали следующие выводы: «началь-
ное напряжение» возрастает при сближении острий; при любом
удалении острий друг от друга, если это удаление вызывает изме-
нение начального напряжения, ток через острия становится в не-
сколько раз больше, чем через единичное острие, и он тем больше,
чем дальше разнесены острия.

Обширное поле для систематических исследований представ-
ляет собой влияние многих острий на естественный разряд с острия
в свободной атмосфере. Исследования следует проводить там, где
коронирующие разряды возникают часто, сравнивая ток с одного
острия с токами со многих острий, расположенных на различных
расстояниях друг от друга.

9.14. Разряд с деревьев. Шонланд (1928Ь) измерял ток разряда
со срубленного дерева, укрепленного на изоляторах, а во всех
других описанных опытах измерялся ток с металлических острий.
Для того чтобы различать острия по эффективности (см. § 9.24),
важно сравнить искусственное острие с обычным деревом.

В § 5.68 было рассмотрено влияние ионов разряда с острия на
градиент потенциала с подветренной стороны; используя этот
метод, Маунд и Чалмерс (1960) попытались косвенным образом оп-
ределить ток разряда с растущего дерева. Из полученных данных
видно, что покрытая листвой сикомора не короиирует, даже когда
градиент потенциала достигает 5000 В/м, на ясене и тополе, не
покрытых листвой, разряд обычно возникает примерно при
1000 В/м, т. е. при величине градиента потенциала, которая мало
отличается от величины, необходимой для начала разряда с оди-
ночного острия той же высоты.

Пропуская через гальванометр большую часть тока, стекаю-
щего с дерева, посредством подключения к нему на двух различ-
ных высотах, Милнер и Чалмерс (1961) показали, что ток через
лимонное дерево сравним с током через острие подобной высоты,
но возникает при более высоком градиенте потенциала. Этте
(1966Ь) установил, что ток через гальванометр представляет собой
только часть общего тока через дерево.

Чалмерс (1962с) нашел, что при быстроменяющемся гради-
енте потенциала (например, после близкого удара молнии) нет
соответствия между токами через дерево и металлическое острие.
Этте (1966а) подробно рассмотрел этот вопрос.

Бент и др. (1965) обнаружили ионы, образующиеся на корони-
рующих деревьях в виде объемного заряда.

9.15. Связь между током с острия и градиентом потенциала.
Лабораторные измерения показали, что соотношение между током
коронного разряда и градиентом потенциала имеет вид
1=а(Г2-М2),

где / — ток, Г — градиент потенциала, а и М — постоянные. По-
этому результаты измерений тока короны в атмосфере обычно пы-
таются описать аналогичной формулой.

Трудно получить точные результаты при измерениях тока
с острий в естественных условиях, поскольку условия, как правило,
изменяются очень быстро; вследствие этого всегда имеется боль-
шой разброс результатов и нет хорошего согласия с какой-либо
формулой.

Уиппл и Скрэйз (1936) измеряли одновременно ток с острия и
градиент потенциала у земли и связывали свои результаты с при-
веденной выше формулой. Они нашли, что для положительных
токов, текущих с острия вниз, Л4 = 780 В/м и а = 8- 10-’4 А/(В/м)2,
для отрицательных токов Л4=860 В/м и а=10-10-14 А/(В/м)2.

В общих чертах результаты Шонланда (1928Ь) были такими
же, как и у Уиппла и Скрэйза, однако его результаты не совсем
согласовывались с формулой.

С этой же формулой согласовывали свои результаты Чиплон-
кар (1940), Чепмен (1952), Ириберри (1954) и Сиварамакришпан
(1957). Хатчинсон (1951), измерявший градиент потенциала мето-
дом индуцированных зарядов, обнаружил горбы на кривой зависи-
мости тока разряда от градиента потенциала; он показал, что они
получаются также по данным Уиппла и Скрэйза; речь о них уже
шла в § 9.10.
Все приведенные результаты касаются разряда с острия, вы-
сота которого примерно такая же, как и у природных острий, рас-
положенных по соседству, однако действие ветра на разряд не
учитывалось.

Киркман и Чалмерс (1956), анализируя результаты Уиппла и
Скрэйза (1936) и Хатчинсона (1951), связывали их с формулой
вида

[=А(Р-М)п.

Они нашли, что оптимальное значение п равно 1,1. Это ближе
к величине, 'вычисленной по формуле Чепмена (1956) (см. §9.16),
в которой учитывается скорость ветра. Получение оптимальной
величины, превышающей единицу, можно объяснить тем, что не-
сколько измерений были проведены при больших значениях Р,
обусловленных более возмущенными условиями, при которых, ве-
роятно, скорость ветра была больше.

9.16. Влияние скорости ветра. Первыми измерениями, выпол-
ненными для иллюстрации влияния скорости ветра на ток с острия
в природных условиях, были, очевидно, измерения Дэвиса и Стэн-
дринга (1947), которые обнаружили возрастание тока с увеличе-
нием скорости ветра. Однако они не получили общей формулы.
Чалмерс и Мэйплсон (1955) с помощью привязного аэростата про-
вели измерения токов в зависимости от скорости ветра К7, вплоть
до 22 км/ч, и от разности потенциалов V между острием и окру-
жающей областью до 22 кВ. Они получили эмпирическую формулу

/=/си7'л1/7/‘.

Для заземленного острия на высоте Н при градиенте потенци-
ала Р потенциал У—РН, если в слое толщиной Н можно прене-
бречь объемным зарядом.

Для изолированного острия высотой 30 м Киркман и Чалмерс
(1956) получили

/=Л(Д-Л4)(1Г+^).

Чепмен (1956) из общих соображений предположил, что пра-
вильное соотношение между током с острия и потенциалом дол-
жно иметь вид

/=а(У— У0)ъ,

где V — скорость ионов, покидающих прилегающие к острию об-
ласти.

Когда ветер слабый, V пропорционально Р, поскольку вынос
ионов происходит под действием поля и

/=А(Р-Р0)Р.

Таким образом, это выражение похоже на формулу Уиппла и
Скрэйза (1936).
С другой стороны, если ветер сильный, то V равно скорости
ветра 1К и формула принимает вид

/=а(У- Ио) №=аА(Р-Р0) 1К.

Эта формула мало отличается от формулы Киркмана и Чал-
мерса (1956).

Чепмен (1956) проверял свою формулу тремя способами: он ис-
следовал разряд с острия на плоскость в спокойном воздухе и
разряд с острия в аэродинамической трубе, а также измерял ток
с острия, установленного на самолете. Он получил хорошее согла-
сие с формулой. Лардж и Пирс (1857) измеряли ток с острия,
имевшего высокий потенциал и обдувавшегося естественным вет-
ром. Согласно предположению Чалмерса, они рассматривали и
как векторную сумму скорости ветра и члена, включающего V,
и получили

/=й(у- 1/0)(и72+?к2),/г.

Чалмерс (19575) показал, что результаты Чалмерса и Мэйпл-
сона (1955) и Киркмана и Чалмерса (1956) так же хорошо согла-
суются с этой формулой, как и с эмпирической формулой, приве-
денной выше. Как и следовало ожидать, постоянные а, Уо и с раз-
личны для разных случаев наблюдений, поскольку использовались
разные острия. Согласно приближенной теории (§ 9.19), предпо-
лагается, что постоянная а равна 2лео для всех острий.

Милнер и Чалмерс (1961) установили, что, если учитывать ско-
рость ветра, величина тока с острия на высоте вершины дерева
согласуется с величиной, полученной по данной формуле. Следо-
вательно, формула Уиппла и Скрэйза (1936) неверна даже для ост-
рий такой высоты. Милнер и Чалмерс нашли также, что ток через
дерево, измеренный гальванометром, включенным параллельно со-
противлению дерева (см. § 9.14), при постоянной скорости ветра
линейно зависит от градиента потенциала.

9.17. Общая теория влияния объемного заряда на разряд с ост-
рия. Условия в постоянном электрическом поле будут стационар-
ными или квазистационарными, если рассматривать периоды вре-
мени более длинные, чем интервалы между импульсами. В этом
случае связь тока с острия с разностью потенциалов между ост-
рием и окружающим пространством можно исследовать теорети-
чески. На первый взгляд представляется, что необходимо обладать
подробными знаниями о процессах ионизации при столкновениях,
чтобы что-то сказать о токе вблизи острия. Однако в этом нет не-
обходимости, поскольку эти же самые соображения используются
в довольно похожем случае в теории объемного заряда термоион-
ной эмиссии.

В процессе разряда с острия образуется ионный ток, текущий
от него в одном направлении, этот ток действует как объемный
заряд, уменьшая поле вблизи острия. Поскольку ток зависит от
электрического поля вблизи острия, должно существовать равно-
весное состояние, когда тока, а также объемного заряда как раз

достаточно для того, чтобы создавать вблизи острия поле, которое
будет поддерживать этот ток.

Оказывается, полностью решить эту проблему, за исключе-
нием специальных случаев, невозможно, даже без учета ветра.
Чалмерс (1952) показал, что решения, приводящие к формуле
Уиппла и Скрэйза (1936), можно получить без учета ветра для
одного острия, расположенного в системе острий, имеющей вид
прямоугольной сетки.

Чалмерс и Мэйплсон (1955) получили формулу для отдельного
острия, она находилась в согласии с их эмпирической формулой
при соответствующем выборе параметров; при ином выборе обна-
руживалось согласие с формулой Киркмана и Чалмерса (1956).

9.18. Влияние токов короны, существующих на больших прост-
ранствах. Впервые связь между током и разностью потенциалов
для пространственно-протяженной области, в которой текут токи
коронного разряда, обнаружил Вильсон (1925), а подробно рас-
смотрели этот вопрос Уиппл и Скрэйз (1936).

Плотность тока на высоте /г, на которой У — градиент потен-
циала, п — число ионов, каждый из которых несет в единице объ-
ема заряд е, и щ — подвижность иона, будет
ь—печзвХ.

Из закона Пуассона

ах _________________________ пе

Шъ е0

Если выполняются квазистатические условия, ток I должен
быть одинаков на всех уровнях:

„ ах

г = —77—,

и ан ’

что дает

г^21 2/ [/г]

Это равенство выполняется во всем объеме, где ионный ток
постоянен и, естественно, не выполняется в точности у земли, куда
ток коронного разряда стекает с отдельных острий.

Последнее уравнение можно представить либо в виде

либо в виде
_____________________________ 2/ -[- с)
60®

Здесь Хо соответствует величине X у земли, если считать урав-
нение верным и в этом случае, а с соответствует расстоянию, отсчи-
тываемому от уровня земли вниз, на котором X должен обра-
титься в нуль.

Следует решить, как зависит Хо или с от I, поскольку при ин-
тегрировании ток I полагался постоянным, а величины Хо и с ма-
лыми.

Если воспользоваться вторым вариантом уравнения, то потен-
циал на высоте /г будет

Уиппл и Скрэйз (1936) отметили, что эти результаты указывают
на весьма значительное возрастание градиента потенциала с вы-
сотой. I

В приведенной теории не учитывается то обстоятельство, что,
хотя ионы, возникшие при коронировании, являются легкими,
такими они будут лишь ограниченное время, а затем, присоеди- ]

нившись к ядрам конденсации, превратятся в тяжелые ионы, I

и их подвижность станет гораздо меньше. Однако рассматривать I
задачу для тяжелых ионов бесполезно, поскольку квазистатиче- .
ское состояние слишком кратковременно для того, чтобы тяжелые ’
ионы смогли существенно переместиться. В теории не учитывается
ветер; горизонтальный ветер при достаточно обширной области
коронирования не оказывает влияния на ток короны, но в области
ограниченной протяженности ветром пренебречь нельзя. Согласно
исследованию Чалмерса (1944), вертикальный ветер тоже должен
оказывать влияние на распределение объемного заряда и потен-
циала.

9.19. Приближенная теория коронирования изолированного
острия. Можно упрощенно рассмотреть коронирование отдельного ,
изолированного острия, если пренебречь его взаимодействием
с землей и считать, что острие с нулевым потенциалом помещено
в область с потенциалом V, который полагается отрицательным.

Вблизи острия ионы, движущиеся от него, подвергаются дейст-
вию электрического поля, вдали от острия гораздо более сущест- /
венным является влияние на них ветра. На некотором промежу-
точном расстоянии скорость движения ионов под действием элект-
рического поля становится равной по величине скорости ветра.
Предполагается, что пространство вокруг острия разделено на две
области сферой, на поверхности которой скорости ветра и ионов
равны. Предполагается также, что во внутренней области (Д)
можно пренебречь ветром, а во внешней области (В) ионы мед-
ленно уносятся ветром после выхода их из области (Д).

Как говорилось в § 9.17, нет необходимости подробно останав-
ливаться на ионизации при столкновениях, однако можно предста-
вить себе, что внутри сферы радиусом а около острия электриче-
ское поле больше минимальной величины Хо, необходимой для
ионизации при столкновениях. Пусть X — напряженность поля
в произвольной точке, IV7 — скорость ветра и со — подвижность по-
ложительных ионов. Тогда, если Ъ — «промежуточное расстоя-
ние», упомянутое выше, т. е. радиус сферы, разделяющей области
(Д) и (В), Х6=№/«>.
Для области (Л) ток через сферу произвольного радиуса г на-
ружу, если имеется п ионов, несущих в единице объема заряд е,
будет

/=4~г'2пешХ.

Согласно теореме Гаусса, для двух соседних сфер

4т?г2/ге=е0 (4лг2Х).

Таким образом,

(Г2Х)

а>Х йг ' '

и, если это выражение проинтегрировать, получается

Г /гЗ -1 _ г Г4Х2 -I
[ 12~<ле() ] [21

при нижних пределах интегрирования г = а, Х=Х0.

Поскольку а мало, можно пренебречь значениями, которые по-
лучаются при подстановке нижнего предела, и тогда

Полагая

6^1680

получим

хг=кгч*

Таким образом, потенциал в Ъ будет

Уь=У - Хг &=-2К (- а,/г)
а

или приближенно

П6=-2^1/2.

Но

Тогда

—2К2^

Предполагалось, что в области (В) объемного заряда нет, и
тогда, согласно теореме Гаусса,

V Ь2 V 621Г

Лт—-ргль—- Г2М •

14 Заказ № 500

209
Тогда

к-ц— кН"]:-

Если Г —> ОО, то

т г т т _ '1/7 А.4"

— *ь — =

Таким образом,
V _ ЗК2^ 1

1 - 117 ~ Й72тего •

Итак

1=-2т^У.

Эту формулу, выведенную Чалмерсом (1962Ь), можно улуч-
шить, заменив V на V — Ео, где Ео — минимальная разность по-
тенциалов, при которой возникает разряд с острия. Таким образом
учитывается ошибка, вносимая пренебрежением величиной а,
в приведенном выше выводе.

9.20. Альтиэлектрограф. Зависимость тока через острие от гра-
диента потенциала можно использовать для измерения градиентов
потенциала в атмосфере. Симпсон и Скрэйз (1937), Симпсон и Ро-
бинсон (1940) использовали эту зависимость при измерениях с по-
мощью шаров-зондов. Поскольку оболочка могла поднять лишь
небольшой груз, непосредственно измерять величину тока с острия
было невозможно, измерялось лишь его направление. С этой целью
они использовали «полюсную бумагу» — бумагу, пропитанную вод-
ным раствором железисто-цианистого калия и нитрата аммония.
Подведенные к ней железные электроды пропускали через нее ток,
протекающий между четырьмя остриями, расположенными непос-
редственно под шаром, и острием на 20 м ниже, свисающим с шара
на проволоке. Окраска бумаги позволяла определять направление
тока. Помимо этого, шар поднимал гигрограф для определения
влажности и анероид для определения давления, а следовательно,
и высоты. Кроме того, было использовано анероидное реле, так что
аппаратура вместе с записями спускалась на парашюте по дости-
жении заданной высоты.

С помощью этой аппаратуры были получены точные результаты
относительно знака градиента потенциала на различных высотах
в грозовых и предгрозовых облаках, однако аппаратура оказалась
недостаточно чувствительной для получения аналогичных резуль-
татов при непрерывном дожде, за исключением отдельных случаев.
В главе 12 обсуждаются эти результаты совместно с данными на-
блюдений электрической структуры грозовых облаков. Прибор
был назван «альтиэлектрограф».

9.21. Ширина записей, получаемых на альтиэлектрографе. Аль-
тиэлектрограф первоначально предназначался лишь для опреде-
ления направления вертикального градиента потенциала вблизи и
Рис. 43. Альтиэлектрограф

(Симпсон и Скрэйз, 1937).

Рис. 44. Вид записи на альтиэлектрографе (Симпсон и Скрэйз, 1937).
внутри облаков. Однако было найдено, что ширину записи можно
связать с током, протекающим через прибор, и благодаря этому
появилась возможность использовать записи для определения как
направления, так и величины градиента потенциала при условии,
что по току с острия можно установить градиент потенциала.

Симпсон п Скрэйз (1937) предположили, что острия на альти-
электрографе действуют подобно одному коронирующему острию
вблизи земли, и закон 1=а(Р2—М2) (см. § 9.15), установленный
Уипплом и Скрэйзом (1936), выполняется, хотя и с поправкой на
давление, определенной Таммом (1901) в лабораторных экспери-
ментах. Чтобы получить постоянную а, они измеряли ширину за-
писи и градиент потенциала у земли в месте начала подъема аэро-
стата. В результате величины градиента потенциала внутри грозо-
вых облаков получились значительно меньше предполагаемых и
меньше найденных Ганном (1948) более непосредственным мето-
дом измерения. Это вызвало споры по поводу интерпретации ре-
зультатов альтиэлектрографа, и в частности, по поводу того,
можно ли пользоваться законом Уиппла—Скрэйза. Поскольку
шар-зонд в значительной степени движется под действием ветра и
имеет лишь незначительную скорость относительно воздуха, то,
очевидно, в формуле Чепмена (см. § 9.16) член п должен быть
пропорциональным Г, и формула для Г2 будет верной. Чепмен,
подставляя полученные им данные измерений с помощью радио-
зонда (Чепмен, 1953) в выведенную им же формулу, отметил, что
можно получить более правильную величину градиента потенци-
ала внутри грозовых облаков, которая будет лучше согласовы-
ваться с ожидаемой величиной. Однако подобным образом нельзя
улучшить данные, полученные с помощью альтиэлектрографа, если
при первичной градуировке, которая определяет а, не была учтена
случайная ошибка. Вполне возможно предположить, что соотно-
шения между током, протекающим через альтиэлектрограф, и гра-
диентом потенциала вблизи земли и на более высоких уровнях
окажутся различными или что может существовать достаточно
сильное возрастание градиента потенциала между землей и тем
уровнем, на котором было проведено первое измерение, и, следо-
вательно, градуировка будет содержать ошибку.

Следует, однако, подчеркнуть, что какой бы ни был сделан вы-
вод о точности и возможностях интерпретации ширины записей на
альтиэлектрографе, он не сможет заслонить значение альтиэлект-
рографа для решения первоначально поставленной перед ним за-
дачи— определения знака вертикального градиента потенциала
вблизи грозовых облаков.

9.22. Радиозондовый метод. Крейелшаймер (1947) и Чепмен
(1952, 1953) предложили модифицированный альтиэлектрограф.
В нем ток, протекающий через острия, фиксировался, вместо по-
люсной бумаги, радиозондом, сигнал которого зависел от тока.
Результаты единственного измерения, проведенного по методике
Крейелшаймера, опубликованы Крейелшаймером и Белиным
(1946); они указывают на противоположную полярность облачпо-

сти в Новой Зеландии по сравнению с Англией, где измерения
проводились с помощью обычного альтиэлектрографа. Иногда си-
гналы были слишком велики, и запись выходила за пределы
шкалы прибора, поэтому нет результатов для случаев, когда до-
стигался максимальный градиент потенциала. Чепмен (1953) сооб-
щил о полученных в Америке результатах, аналогичных результа-
там измерений с помощью альтиэлектрографа; калибровка по гра-
диенту потенциала с использованием электростатического флюкс-
метра указала, что наблюденные величины имеют примерно тот же
порядок, что и получаемые на альтиэлектрографе; максимальная
величина градиента потенциала оказалась равной 21 000 В/м. Од-
нако в результаты Чепмена следует вводить поправку, согласно
сказанному в § 9.21.

9.23. Градиенты потенциала под .

облаками. Из теории (см. § 9.18) сле-
дует, что, для того чтобы коронирова-
ние происходило в большой области,
необходимо наличие под облаками
значительного объемного заряда, а сле-
довательно, градиент потенциала не- ь

посредственно под облаком должен

быть гораздо выше, чем у поверхности
земли. Точные размеры области, где
происходит возрастание градиента по-
тенциала, зависят от плотности тока

Рис. 45. Силовые линии и
объемные заряды под гро-
зовым облаком.

коронного разряда и, таким образом,
от эффективных расстояний между разрядными остриями, которые
подобны эталонному острию (см. § 9.24).

Однако измерения ширины записей на альтиэлектрографе ука-
зывают на то, что градиент потенциала ниже облака возрастает
мало, если вообще возрастает, и уж, безусловно, гораздо меньше,
чем предполагалось, исходя из различных оценок эффективных
расстояний между остриями. Бесспорно, что при отрицательном

градиенте потенциала ток с острия переносит отрицательные за-
ряды вниз к земле, высвобождая положительные ионы. Тогда,
если эти ионы не поднимаются к облаку в виде объемного заряда,
что приводило бы к увеличению градиента потенциала, возникает
вопрос: куда еще они могут переместиться? Под грозовым обла-
ком ноны могут диффундировать или уноситься ветром, но иногда
коронный разряд бывает под облаками, из которых непрерывно и
в обширной области идет дождь (например, Чалмерс и Литтл,
1940). Этот случай согласуется с теорией (§ 9.18) лучше, чем слу-
чай области под грозовыми облаками. В таких случаях альти-
электрограф должен очень четко показывать возрастание гради-
ента потенциала, однако фактически в аналогичных условиях та-
кого эффекта не было обнаружено.

Пока не найдено удовлетворительного решения проблемы, Чал-
мерс (1939) рассмотрел влияние отрицательных ионов, поступаю-
щих из облака, на исчезновение объемного заряда, он также
исследовал (1944) захват ионов падающими каплями или их вынос
направленными вверх потоками воздуха, но ни одно из этих объ-
яснений не дает ответа, почему нет ожидаемого возрастания гра-
диента потенциала с высотой.

Остается предположить, что интерпретация ширины записей
альтиэлектрографа для расчетов градиентов потенциала неверна.
Нельзя простым расхождением между реальной зависимостью
тока с острия от градиента потенциала и зависимостью, предло-
женной Уипплом и Скрэйзом (1936), объяснить тот факт, что
большинство записей альтиэлектрографа указывает на слабое
возрастание (или на его отсутствие) тока с высотой, если только
истинный вид зависимости не связан каким-то образом с высотой
подъема зонда. Было высказано предположение, что альтиэлект-
рограф измеряет ток, текущий через него, а не градиент потенци-
ала, т. е. он измеряет плотность вертикального ионного тока, кото-
рая достаточно постоянна под облаком. Но до сих пор это предпо-
ложение теоретически не подтверждено.

Идея о том, что градиент потенциала возрастает с высотой и
что интерпретация ширины записей альтиэлектрографа неверна,
подтверждается двумя другими убедительными соображениями.
Результаты, касающиеся связи тока в дожде и тока с острия, были
объяснены (см. § 16.20) с точки зрения представлений, развитых
в § 9.18, и вряд ли их можно объяснить иным образом. Аналогично
изменение градиента потенциала, вызываемое вспышкой молнии,
можно объяснить лишь как исчезновение объемного заряда под
облаком (см. § 12.10) и никак иначе.

9.24. Эффективное расстояние между коронирующими остри-
ями. Как уже говорилось, при использовании результатов измере-
ний токов с одиночного острия с целью учета влияния коронного
разряда на баланс токов от земли и на нее необходимо ввести
коэффициент преобразования для перехода от тока с острия
к плотности тока через поверхность. Это можно сделать, если из-
вестно эффективное расстояние между другими остриями, и пред-
положить, что и они расположены в виде прямоугольной сетки, и
если острия такие же, какие используются для измерения. При ис-
следовании зависимости между током дождя и током с острия
тоже рассматривается эффективное расстояние.

Прежние оценки эффективного расстояния основывались на
простом подсчете деревьев и т. п., за исключением оценок Шон-
ланда (1928Ь), рассмотренных выше (см. § 9.8). Симпсон (1949)
по данным своих измерений тока дождя получил, что эффективное
расстояние между остриями для Кью составляет 22 м, тогда как
согласно грубой оценке Уиппла и Скрэйза (1936) (см. § 10.20) оно
равно 25 м.

Обработав более тщательно результаты Симпсона, касающиеся
дождя, Чалмерс (1951) получил, что для Кью эффективное рас-
стояние составляет 14,5 м, а по данным Хатчинсона и Чалмерса
(1951), для Дарема оно равно 6,1 м (см. § 10.20). Смит (1951) ис-
пользовал результаты измерений вариаций градиента потенциала,
вызываемых близкими вспышками молнии, выполненные Ворме-
лем (1939), и получил по ним плотность тока, а следовательно, и
эффективное расстояние между остриями для Кембриджа (острия
были иными, чем у Вормеля (см. § 12.12)). Чалмерс (1953с) вос-
пользовался электрической моделью грозового облака, предложен-
ной Симпсоном и Робинсоном (1940) для нахождения полного
тока короны под грозовым облаком в зависимости от эффективного
расстояния между остриями. Эта модель облака была ими выдви-
нута для объяснения градиента потенциала у поверхности земли
и соотношения между током с острия и градиентом потенциала,
найденного Уипплом и Скрэйзом (1936). Если допустить, что ток
короны равен среднему току над грозовым облаком, который,
как установили Гиш и Уайт (1950), равен примерно 0,5 А, то для
Кью эффективное расстояние получается равным 11 м. Если ис-
пользовать величину тока 1,ЗА, найденную Стерджисом, Рейном и
Кангасом (1957Ь), эффективное расстояние получается около 7м. 1

Когда все естественные разрядные острия действительно имеют
одинаковую высоту и располагаются в виде прямоугольной сетки,
тогда термин «эффективное расстояние» имеет вполне понятный
смысл, но, поскольку фактически острия не одинаковы, а имеют
разные высоты, что приводит к возникновению на них разрядов при
отличающихся градиентах потенциала, очевидно, зависимость тока
через одиночное острие от полного тока через поверхность связана
с величиной этого тока и, таким образом, с градиентом потенци-
ала. Следовательно, идея о фиксированном эффективном расстоя-
нии верна лишь приближенно.2

9.25. Полный ток под облаком. Часто высказывалось предполо-
жение, что полный ток короны под облаками должен весьма суще-
ственно зависеть от числа и характера острий на поверхности
земли под облаками. Например, Вихман (1951) возражал против
учета морских гроз при рассмотрении обмена зарядами между
землей и облаками, поскольку над морем коронирование малове-
роятно. Если бы облако создавало на земле определенный гради-
ент потенциала независимо от тока с острий, такой вывод был бы
оправдан; но при этом пренебрегается влияние объемного заряда,
образовавшегося при разряде с острия. Более точным приближе-
нием будет предположение, что облако осуществляет разделение
зарядов с определенной скоростью и, таким образом, если условия
становятся квазистатичными, для диссипации этих зарядов необ-
ходим определенный ток. Конкретные условия под облаком не бу-
дут существенно влиять на общий ток диссипации в этой области,
а фактический градиент потенциала у поверхности земли просто

1 Как показали Имянитов, Шварц и др. (1967), ток над грозовым облаком
меняется от района к району. В области умеренных широт он не превышает 0,1—
0,2 А, что соответствует эффективному расстоянию между остриями примерно
25—50 м.— Прим. ред.

2 Филиппов (1967) сумел определить среднюю плотность тока коронного раз-
ряда через поверхность, используя данные о скорости рассеивания поля после
удара молнии.—Прим. ред.
случаен. Это означает, что градиент потенциала, обусловливаемый
существующими условиями, должен приводить к появлению тре-
буемого тока коронного разряда. Подобно тому как при изучении
явлений хорошей погоды много проще и эффективнее описывать
процесс, используя понятие тока, чем градиента потенциала и объ-
емного заряда (§ 2.25), так и в случае облаков, когда роль объем-
ных зарядов, вследствие того что токи могут течь в разных направ-
лениях, возрастает, тоже проще и надежнее описывать процесс
как токовую систему.

Проведя более тщательные исследования, Чалмерс (1952с)
показал, что величина полного тока под облаками очень близка
к постоянной величине при любых условиях на поверхности земли.
Это, кстати, указывает на то, что молниеотвод почти совсем не
оказывает влияния на рассеяние зарядов облака (см. § 14.51).

Глава 10

ТОКИ ОСАДКОВ

10.1. Роль электричества дождя. Кельвин (1860Ь), очевидно,
был первым, кто пытался произвести измерения электрического
заряда в дожде, однако, используя свой «электроплювиометр», он
не добился успеха.

Значение этой проблемы было оценено, когда возникло пред-
положение, что дождь н другие формы осадков могут играть су-
щественную роль в поддержании на земле отрицательного заряда.

Интересен и другой вопрос, касающийся зарядов, переносимых
осадками, — источник этих зарядов. Существует мнение, что ка-
пельки воды и ледяные частицы, которые либо выпадают как снег
или град, либо, растаяв, образуют дождь, могут иметь важное,
а возможно, и фундаментальное значение для электризации обла-
ков. Таким образом, измерения, которые дают информацию о заря-
дах в дожде п снегу, могут помочь понять процессы, приводящие
к разделению зарядов. Заряды на каплях и снежинках должны по-
являться либо в облаках, либо в воздухе ниже облаков, и можно
ожидать, что любые новые сведения относительно этих зарядов и
их связи с другими факторами будут полезны при рассмотрении
общей проблемы образования электрических зарядов в облаках.

Когда во время дождя погодные условия совершенно не меня-
ются, можно воспользоваться принципом квазистационариости (см.
§ 2.17), так что полный вертикальный ток будет одинаков на всех
уровнях, если пренебречь горизонтальными токами. На поверхно-
сти земли полный ток состоит из тока проводимости, тока осад-
ков и, вероятно, из тока с острий, а также тока молнии. При
оценке полного тока необходимо знать ток осадков.

10.2. Измерение зарядов в дожде с помощью электрометра.
Большинство измерений зарядов в дожде было выполнено с по-
мощью изолированного приемника, соединенного с электрометром.
Во избежание каких-либо эффектов, вызываемых изменением ин-
дуцированного заряда при изменении градиента потенциала, при-
емник экранируется от поля земли. Следует стараться, чтобы не
было эффектов, обусловленных разбрызгиванием, поскольку Ле-
нард (1892) обнаружил, что при разбрызгивании воды возникают
электрические заряды как на водяных капельках, так и в воздухе.
Таким образом, необходимо, чтобы брызги от капель, падающих
на экранирующий кожух, не попадали на приемник, а капли, по-
падающие на приемник, не разбрызгивались.

Через постоянный промежуток времени записывалось или от-
мечалось отклонение электрометра и вновь устанавливался нуль,
затем начиналось новое измерение. Поскольку диапазон измерений
электрометра ограничен от минимально возможного показания до
наибольшего размерами шкалы, то и токи можно измерять лишь
в определенном интервале величин. Если измерения ведутся визу-
ально, а не с помощью автоматической регистрации, то в зависи-
мости от условий можно перестраивать диапазон чувствительности
или изменять время между установками нуля.

Впервые подобные измерения были выполнены Эльстером и
Гейтелем (1888). Они выставляли свой приемник под дождь на
периоды от 5 с до 2 мин в зависимости от погодных условий; на-
блюдения проводились визуально. Келлер (1908) и Шиндельхауэр
(1913) пользовались аналогичной методикой измерения, фиксируя
показания электрометра каждую минуту. Симпсон (1909) вел ре-
гистрацию и заземлял электрометр каждые 2 мин. Бенндорф
(1910) использовал два приемника, которые попеременно экспони-
ровались по 10 мин и автоматически регистрировали потенциал,
накопленный за это время. Балдит (1911—1912) производил визу-
альные наблюдения каждые 15 с, он критиковал всех, кто исполь-
зовал большие промежутки времени, поскольку часто за 2 мин ток
меняет свой знак несколько раз. Своему электрометру он давал
возможность заряжаться до предельной величины, снимая при
этом показания каждые 15 с, а затем заземлял электрометр.
Берндт (1921) измерял заряд, собранный за 5 мин. Банерджи
(1932, 1938) измерил заряды в дожде при нескольких грозах, ис-
пользуя методику Симпсона (1909), Симпсон (1949) использовал
непрерывную регистрацию, заземляя прибор каждую минуту.

Поскольку наибольший ток в дожде обычно бывает при макси-
мальной скорости падения капель, то Мак-Клеланд и Нолан
(1912), а вслед за ними Мак-Клеланд и Гилмор (1920), Марвик
(1930) и Скрэйз (1938) предпочли измерять заряд, переносимый
определенным количеством дождя, а не за фиксированный интер-
вал времени. В устройстве для измерений дождь падает в ковш,
заэкранированный от земного поля и защищенный от влияния раз-
брызгивания, который заполняется и опрокидывается, заземляя
электрометр. Так измеряются заряды, приобретаемые между двумя
заземлениями.

Среди прежних исследователей только Симпсон (1909) и Шин-
дсльхауэр (1913) измерения производили непрерывно, все другие
исследователи производили их выборочно во времени. Позже
Скрэйз (1938) и Симпсон (1949) вели непрерывные измерения,
пользуясь фоторегистрацией, и получили записи не только средних
значений токов за период, но и мгновенных значений токов.

10.3. Непосредственное измерение тока. Гердиен (1903) изме-
рял фактическую плотность тока, соединив свой коллектор с элек-
трометром, имеющим нагрузочное сопротивление 1012 Ом, в связи
с чем отклонения электрометра никогда не были слишком боль-

Рис. 46. Прибор Скрэйза
для регистрации элект-
рического тока, приноси-
мого дождем (Скрэйз,
1938).

шими. Бенндорф (1912) раскритиковал это устройство, поскольку
случайные изменения и нагрузочного сопротивления, и сопротив-
ления утечки по изоляции могут иметь порядок такой же, как и
сопротивление нагрузки. Поэтому показания такого прибора не
вызывают доверия. В настоящее время благодаря современным
изоляторам и проводникам это устройство можно использовать.
Стоккил (1954) непосредственно измерял ток, переносимый дож-
дем, используя высокостабильный усилитель постоянного тока, раз-
работанный Кэем (1950), с сопротивлением 10й Ом и с целью от-
рицательной обратной связи. В подобных же целях Рамсей и
Чалмерс (1960) использовали вибрационный динамический элект-
рометр, а Жоливе (1959) —усилитель постоянного тока.

10.4. Полностью открытый приемник. Для измерения токов
осадков с целью выяснить роль дождя в поддержании заряда земли,
очевидно, экранированный приемник может оказаться непригод-
ным. Такой приемник измеряет заряд падающих капель (причем
не всех). Однако в естественных условиях могут происходить дру-
гие процессы, связанные с дождем, которые участвуют в суммар-
ном переносе заряда на землю. Например, если ток проводимости
при дождливой погоде сильно отличается от тока при хорошей по-
годе, то его величина может оказаться сравнимой с током, переноси-
мым дождем, хотя экранированным приемником зарегистрировать
его нельзя. Кроме того, эффекты, обусловленные разбрызги-
ванием, хотя и существуют в природе, экранированным приемни-
ком не регистрируются. Существующий в природе перенос заря-
дов на землю можно измерить, если изолировать участок поверх-
ности земли и определять заряд, поступающий на этот участок,
в условиях, по возможности близких к природным.

Существенным недостатком экранированного приемника явля-
ется то, что полученные с его помощью результаты нельзя относить
к случаю типичного дождя, поскольку, например, косой дождь не
будет попадать на приемник. Скрэйз (1938) установил, что на его
приемник попадает лишь половина того дождя, который получает
стандартный дождемер. Это важно, когда заряды капель зависят
от их размеров, а поскольку самые маленькие капли легче сносятся
ветром, то они не будут попадать на экранированный приемник.

Если применять полностью открытый приемник, то, как гово-
рилось в § 7.5, при изменениях градиента потенциала возникает
ток смещения, который для получения правильной величины тока,
переносимого дождем, необходимо как-то компенсировать.

Вероятно, впервые полностью открытый приемник применил
Вайсс (1906), использовавший проволочную щетку для захвата
дождевых капель. Однако его результаты нельзя считать коррект-
ными из-за накопления заряда за счет коронного разряда либо
тока смещения, даже когда не было дождя. Кольрауш (1909) из-
бежал этого, экранируя щетку от атмосферного поля, и его метод
стал подобен методу измерения экранированными приемниками.

Для сбора дождя Херат (1914) подвешивал на изоляторы боль-
шой кусок ткани (24 м2) и соединял его с гальванометром, под-
ключенным к земле; отклонение гальванометра регистрировалось
фотографически с помощью вращающегося барабана. Такой метод
измерения избавляет от ошибок, возникающих из-за отличия усло-
вий измерения; попыток компенсировать изменения градиента по-
тенциала не предпринималось.

Вильсон (1916) предположил, что условия измерения станут
ближе к естественным, а эффекты разбрызгивания и др. будут та-
кими же, как в природе, если вокруг измерительной пластины раз-
местить охранное кольцо и если пластину и это кольцо покрыть
травой или почвой. Он сам провел несколько измерений с помо-
щью такого устройства, его применял и Шонланд (1928 6) при на-
блюдениях во время гроз, используя капиллярный электрометр и
фоторегистрацию. Чалмерс и Литтл (1940, 1947) воспользовались
аналогичными устройствами для имитации природных условий,
однако на приемник заряд поступал в течение 10 мин, после чего
он разряжался через гальванометр с фоторегистрацией. Ни в од-
ном из этих методов не предпринималось каких-либо попыток
компенсировать изменение градиента потенциала.

Чалмерс (1956) воспользовался подобным методом, используя
простой электронный усилитель для измерения заряда, поступив-
шего за 4>/2 мин; в этом случае компенсация изменений градиента
потенциала обеспечивалась одновременными измерениями гради-
ента по методике, развитой Симпсоном, для токов атмосфера —
земля (см. § 8.6). Адамсон (1960) использовал усилитель постоян-
ного тока для измерения протекающего тока, компенсация измене-
ний градиента потенциала осуществлялась подобно тому, как это
делалось при измерениях тока атмосфера—земля (см. § 8.7) по-
средством электростатического флюксметра. Такая же аппаратура
использовалась Рамсеем и Чалмерсом (1960).

Симпсон (1949) измерял протекающий ток приемником, на ко-
торый поступало дождя столько же, сколько и на стандартный
дождемер. Его приемник не был полностью экранирован от влия-
ния изменений градиента потенциала. Таким образом, этот метод
является промежуточным между описанными здесь и в § 10.2.

Компенсировать и токи смещения, и токи проводимости можно,
сравнивая токи через открытый приемник и через перевернутую
измерительную пластину, расположенную вблизи; если выбрать
высоту перевернутой измерительной пластины такой, чтобы ее ко-
эффициент редукции (см. § 5.18) был равен единице, то у обоих
приемников будут примерно равные приемные площади и должно
быть одинаковым влияние локального приземного объемного за-
ряда. Если к тому же для измерения изменений электрического
поля используется электростатический флюксметр, то можно изме-
рять ток проводимости вблизи земли во время дождя.

10.5. Заряды отдельных капель. Для решения вопроса о про-
исхождении зарядов на дождевых каплях существенно получать
информацию не только о среднем заряде большого числа капель,
но и о зарядах отдельных капель. Помимо зарядов капель, обычно
измеряются другие параметры, и в первую очередь размеры ка-
пель и градиент потенциала.

Заряды отдельных капель впервые измерил Гшвенд (1922), ко-
торый использовал приемник, соединенный с чувствительным
электрометром. Подобным устройством пользовались Банерджи и
Лэле (1952), а также Чалмерс и Пэсквилл (1938), Хатчинсон и
Чалмерс (1951), Ганн и Девин (1953), Магоно, Орикаса и Ок'абэ
(1957) и Арабаджи (1959), заменив электрометр электронным
усилителем. Ганн (1949), Федоров (1951)1, Смит (1955) и Жо-
ливе (1959) вместо того чтобы улавливать капли приемником и
получать одиночный импульс, пропускали капли через кольцо, на
котором индуцировались заряды, и, таким образом, получали
двойной импульс2, который усиливался и воспроизводился на ка-
тодно-лучевом осциллографе. Смит (1955) наклонял свой прием-
ник навстречу ветру так, чтобы спектр размеров собираемых ка-
пель соответствовал истинному.

Для измерения размеров капель Гшвенд (1951) и Хатчинсон и
Чалмерс (1951) пользовались методом Вайснера (1895): капли
улавливались на фильтровальной бумаге и измерялись созданные
ими пятна; довольно похожим методом пользовался Ганн (1949) —

1 В действительности Федоров (1951) использовал устройство с двумя ин-
дукционными кольцами, позволившими исключать капли, ударившиеся о при-
бор. — Прим. ред.

2 В действительности двойной импульс возникает тогда, когда постоянная
времени входа измерителя мала по сравнению со временем пролета капли. В про-
тивном случае возникает одиночный импульс.— Прим. ред.
он фотографировал эти пятна. Банерджи и Лэле (1952) улавли-
вали капли приемником капиллярного манометра. Ганн (1949) и
Смит (1955) использовали два индукционных кольца; они изме-
ряли период времени между двумя импульсами, по нему находили
скорость падения, а следовательно, и размер капли. Жоливе
(1959) использовал широкое индукционное кольцо для определе-
ния скорости, а следовательно, и размера капли по измеренной
протяженности импульса. Для больших капель, скорость падения
которых мало меняется с увеличением их размера, Смит пользо-
вался измерением емкости плоского конденсатора, через который

Рис. 47. Прибор для измерения зарядов

отдельных капель (Смит, 1955).

пролетала капля. Арабаджи (1959) использовал импульс пьезо-
электрического кристалла при падении на него капли.

Гшвенд (1922), Ганн и Дэвин (1951), Банерджи и Лэле (1952),
Смит (1955), Магоно, Орикаса и Окабэ (1957) одновременно с из-
мерениями параметров капель измеряли градиент потенциала до-
полнительной аппаратурой. Хатчинсон и Чалмерс (1951) время от
времени устраняли экран со своего приемника и, таким образом,
измеряли градиент потенциала, создаваемый индуцированным за-
рядом, при открытом и закрытом приемнике; параллельно они из-
меряли ток с острия. Банерджи и Лэле (1952), а некоторое время
и Смит (1955) измеряли параллельно с параметрами отдельных
капель ток, переносимый дождем, с помощью экранированного
приемника. Ганн (1947, 1950) поднимал свою аппаратуру на само-
лете, в ней использовалось одно кольцо для измерения зарядов;
измерять размеры капель он не мог. Флюгге и Пайли (1965), ис-
пользуя аналогичную аппаратуру на самолете, определяли размер
капли по измерениям величины рассеянного ею света.
10.6. Необходимость непрерывных наблюдений. Измерения
электричества дождя должны вестись непрерывно в течение боль-
шого промежутка времени, прежде чем станет возможным сделать
вывод о том, какой заряд переносит дождь на землю.

Скрэйз (1938) отметил, что большой диапазон значений токов
означает, что по результатам измерений электричества в дожде
можно делать общие выводы только в том случае, если в течение
периода наблюдения регистрировался весь дождь. Так, он обна-
ружил, что всего только 2% общего количества дождя, попавшего
на коллектор, дало половину измеренного отрицательного заряда.
Таким образом, при визуальных наблюдениях можно легко про-
пустить существенную часть полного заряда. А в случаях очень
сильного дождя может нарушиться изоляция, что приведет к оши-
бочным записям. Это заключение подкреплено результатом, полу-
ченным Чалмерсом и Литтлом (1947), которые нашли, что сред-
ний ток за 10-минутный период, когда падала мокрая крупа, со-
ставлял 7 • 10-8 А/м2, что в несколько тысяч раз превышает его
значения для обычного дождя. Чалмерс и Литтл (1947) отметили
также, что в некоторые дни во время наблюдения отмечались ано-
мально большие величины накопленного суммарного заряда, и
если такие дни случайно пропустить, то окончательное заключение
о балансе зарядов, приносимых на землю, может оказаться иным.
Из результатов Скрэйза (1938) видно, что делать обобщения
можно на основании длительных наблюдений. Так, отношения по-
ложительных и отрицательных зарядов для двух смежных годов
были 0,7 : 1 и 1,4 : 1 (слабые дожди не учитывались).

Локальные условия, очевидно, весьма существенно сказыва-
ются на электричестве осадков, поэтому необходимо провести из-
мерения его по всему земному шару при самых различных усло-
виях, прежде чем можно будет достаточно надежно установить,
какая доля зарядов, приносимая дождем или другими формами
осадков, участвует в поддержании заряда земли.

10.7. Классификация результатов измерения электричества
дождя. Прежде чем начать рассматривать основные результаты
измерения электричества дождя, напомним, что они получены по
наблюдениям за сравнительно небольшой период времени, прове-
денным в нескольких пунктах земли. Может оказаться, что после-
дующие результаты укажут на нерепрезентативность отбора при-
веденных здесь данных. В частности, бесспорно, что проведено
мало наблюдений в очень интенсивных тропических ливнях и
в специфических горных условиях, а в полярных областях наблю-
дений, по-видимому, совсем не проводилось.

Следует также отметить, что наблюдатели использовали при-
емники с различными входными отверстиями, экранирующими
устройствами и периодами регистрации, так что их результаты
измерений трудно сопоставимы.

Многие наблюдатели выделяют три различных типа дождя:
а) «обложной дождь», «обычный дождь», или «негрозовой
дождь» — по-немецки Ьапбге^еп; б) ливни или шквалы (без грома
и молний) — по-немецки Воепге^еп и в) штормовой или грозовой
дождь — по-немецки СсуЛНсг.

10.8. Отношение положительного заряда, переносимого дождем,
к отрицательному. Измеренное отношение положительного заряда,
переносимого дождем, к отрицательному очень сильно зависит от
условий измерения. Действительно, точное соотношение можно по-
лучить, измеряя заряды отдельных капель, поскольку каждый раз
при любом другом способе его измерения будут, очевидно, попа-
даться капли с зарядами обоих знаков. Чем большее число капель
охватывается одним измерением, тем больше вероятность, что
в каждом измерении преимущественно будет наблюдаться заряд
того знака, который встречается наиболее часто. Симпсон (1942)
привел пример: истинное соотношение знаков зарядов отдельных
капель было 2:1, если собирать по четыре капли, то соотношение
получается 3,7 : 1, а если по восемь — то 4,2 : 1.

Гшвенд (1922) установил для отдельных капель соотношение
1,5:1 (положительный : отрицательный); Чалмерс и Пасквилл
(1937) установили, что это соотношение представляет 1,30: 1 или,
если исключить снег, крупу и град, 1,23: 1, Арабаджи (1959) на-
шел, что при ливне оно составляет 1 :2, а при грозах Ганн (1949)
и Ганн и Дэвин (1953) —оно равно 1,6: 1 и 1,2: 1 соответственно.

Все наблюдатели, за исключением Эльстера и Гейтеля (1888),
Гердиена (1903), Банерджи (1932, 1938) и Жоливе (1959), при
измерениях зарядов сразу многих капель обнаружили преоблада-
ние положительного заряда, при этом конкретные отношения ко-
лебались от 1,10: 1 (Скрэйз, 1938) и 1,36: 1 (Балдит, 1911, 1912)
до 15:1 (Херат, 1914) и 30 : 1 (Шонланд, 19286 для нескольких
гроз).

Почти во всех случаях, когда измерения производились при
спокойном дожде, обнаруживалось преобладание положительного
заряда, поэтому можно сделать вывод, что полный заряд, перено-
симый осадками, по-видимому, положителен.

Однако места, где проводились измерения и условия при этом
могут быть не типичными для всего мира.

Результаты, полученные для обложного дождя, указывают на
то, что в нем более заметно преобладание положительного заряда,
чем при других типах дождя. Имеется много случаев, когда положи-
тельный заряд, переносимый обложным дождем, наблюдался в те-
чение длительного времени; один такой случаи подробно рас-
смотрен Чалмерсом и Литтлом (1940).

Как правило, в ливнях наблюдается преобладание отрицатель-
ного заряда, а в грозовых дождях часто, но не всегда — положи-
тельного, хотя в отдельных грозах это' может не выполняться.

10.9. Продолжительность дождя и количество воды. Установлено,
что обычно периоды, когда дождь переносит положительный за-
ряд, длятся дольше, чем периоды «отрицательно заряженного
дождя», а величина отношения их длительностей часто1 оказы-
вается больше отношения полных зарядов. Это указывает на более
сильный заряд дождя в периоды, когда он отрицателен, чем когда
он положителен. Как и в случае оценок суммарных количеств за-
ряда, конкретные величины имеют небольшое значение, поскольку
они зависят от условий измерения. Имеются некоторые основания
считать, что отношение периодов положительно заряженного1 и от-
рицательно заряженного дождя зависит от скорости его выпаде-
ния; например, Симпсон (1909) обнаружил, что это отношение воз-
растает с увеличением скорости выпадения дождя.

Отношение количества воды, заряженной положительно, к ко-
личеству воды, заряженной отрицательно, больше по величине, чем
отношение полных количеств заряда. Это указывает на то, что
обычно отрицательные капли имеют большую плотность заряда
по сравнению с положительно заряженными каплями. Скрэйз
(1938) нашел, что отношение количеств воды, имеющих одина-
ковый по величине, но противоположный по знаку заряд, зависит
от скорости выпадения дождя, и оно оказывается больше при боль-
ших и малых скоростях выпадения, чем при средних скоростях.

Большинство исследователей, измерявших скорость выпадения
дождя, измеряли и заряд единичного объема воды. Его величина
для разных типов дождя составляет от 3- 10-6 до 7- 10-3 Кл/м3.
Средняя его величина при обложном дожде порядка 10-4 Кл/м3,
тогда как при ливнях и грозах она достигает почти 10-3 Кл/м3.
Учитывая рассмотренные выше обстоятельства, можно полагать,
что эти величины для смеси положительных и отрицательных за-
рядов должны быть меньше величин, определенных по данным
измерений отдельных капель, и должны зависеть от числа капель,
участвующих в каждом измерении.

10.10. Число отдельных капель, заряженных положительно и
отрицательно. Отношение числа положительно заряженных капель
к числу отрицательно заряженных капель получают по данным
измерений зарядов отдельных капель. Подчас такое отношение
оказывается больше отношения суммарных зарядов. Это опять-
таки указывает на то, что те капли, которые несут отрицательный
заряд, заряжены в среднем более сильно, чем те, которые несут
положительный заряд. Результаты измерений капель представ-
лены в табл. 2 (зарегистрированные капли с зарядом, равным
нулю, в отношение не включались).

Таблица 2

Наблюдатель Полное число капель + зар./— зар.
Гшвенд (1927) 1537 1,77
Чалмерс и Пасквнлл (1938) 17 582 1,71
Ганн (1949) 159 0,77
Хатчинсон и Чалмерс (1951) 913 0,95
Федоров (1951) 5 863 1,31
Банерджи и Лэле (1952) 3 748 0,80
Ганн и Дэвин (1953) 7 279 1,00
Арабаджи (1959) 982 0,83
Жоливе (1959) 18 000 2,5
Красногорская (1961) (включая снег) 83 743 1,007
10.11. Вертикальные токи дождя. Вертикальный ток дождя
также зависит от числа рассматриваемых капель; вероятно, чем
мельче капли, тем больше должны быть измеренные токи. При
измерении тока дождя не требуется знания скорости его выпа-
дения.

Обнаружено, что обычно токи в обложном дожде изменяются
приблизительно от 10~12 до 10_|° А/м2, тогда как во время шквалов,
ливней и гроз токи достигают даже 10-8 А/м2. Наибольшие токи
(2,0 10-7 А/м2) были зарегистрированы Шонландом (1928), ко-
торый сам считал эти результаты ненадежными, и Чалмерсом и
Литтлом (1947) (—7,3- 10-8 А/м2) при наблюдении мокрой крупы.

Во всех случаях, когда за счет экранировки исключается неко-
торая доля дождя, измеряемые токи должны быть меньше истин-
ного тока дождя на открытую площадку земли при корректном
проведении измерений.

10.12. Заряды отдельных капель. Разброс значений зарядов
отдельных капель, согласно измерениям различных наблюдателей,
оказывается весьма значительным — от ±3-10~15 Кл — наимень-
ший заряд, измеренный Федоровым (1951), вплоть до 10~10 Кл по
измерениям Банерджи и Лэле (1952).

Средние значения, найденные разными наблюдателями, оказа-
лись далеко не одинаковыми из-за отличающихся нижних преде-
лов чувствительности аппаратуры. Согласно Федорову, среднее
значение заряда равно примерно 10-13 Кл, а согласно Банерджи
и Лэле, 10-11 Кл. Большая роль нижнего предела чувствительно-
сти аппаратуры видна из результатов Хатчинсона и Чалмерса
(1951), у которых нижний предел был 3- 10-14 Кл, при этом они
обнаружили, что 561 капля из 1476 несла заряд меньше этого пре-
дела.

Внутри облака Ганн (1947, 1950) обнаруживал заряды вплоть
до 5- 10~п Кл, что значительно больше величин, измеренных ана-
логичной аппаратурой Ганном и Дэвиным (1953) у земли во время
грозы.

При измерении зарядов отдельных капель удивляет то, что
почти всегда имеются капли, близкие по размеру и выпадающие
почти одновременно, с разными величинами зарядов на них и
даже с зарядами противоположных знаков, хотя при падении они,
очевидно, находятся очень близко друг к другу; это заметно про-
является в данных Смита (1955), который измерял большое число
капель за короткий промежуток времени (см. § 10.17).

Ясно, что при изменении вблизи поверхности земли зарядов
в 104 раз их невозможно измерять одной и той же аппаратурой,
если не использовать устройство с регулируемым диапазоном чув-
ствительности. В течение одного дождя диапазон изменения заря-
дов гораздо уже, однако слишком широк, чтобы его можно было
перекрыть одним измерительным устройством.

10.13. Соотношение между зарядом осадков и градиентом по-
тенциала. Многие наблюдатели затрагивали вопрос о соотношении
заряда дождя и градиента потенциала. Еще Эльстер и Гейтель
(1888) и Бенндорф (1910) обнаружили, что во многих случаях от-
мечается обратное соотношение между градиентом потенциала и
током осадков в зависимости от времени, а Симпсон (1909) об-
наружил, что во время дождя приносится в основном положитель-
ный заряд и преобладает отрицательный градиент потенциала.
Однако позже многие исследователи не находили такой связи.
Так, например, Скрэйз (1938) нашел, что как при грозовом дожде,
который несет преимущественно положительный заряд, так и при
ливневом дожде — преимущественно отрицательном — отрица-
тельный градиент потенциала существовал в них примерно одина-
ковое время. Ганн и Дэвин (1953) измерили заряды отдельных
капель в двух грозах и не обнаружили связи между знаком заряда
и знаком градиента потенциала.

С другой стороны, Скрэйз (1938) и Чалмерс и Литтл (1940)
зафиксировали случаи длительного положительного дождя и от-
рицательного градиента потенциала, а Скрэйз привел пример, ко-
гда и ток дождя и градиент потенциала изменили знак за один и
тот же короткий период времени. Ното (1939) обнаружил, что
у заряда, приносимого дождем, и градиента потенциала были про-
тивоположные знаки в 530 случаях дождя из 622; Хатчинсон и
Чалмерс (1951) и Магоно, Орикаса и Окабе (1957) получили ана-
логичные результаты с отдельными каплями; измерения в горах
(см. § 10.19) дают такие же результаты.

Симпсон (1949) и Сиварамакришнан (1961) получили довольно
убедительные данные о наличии обратной зависимости между то-
ком дождя и градиентом потенциала при довольно спокойных по-
годных условиях и особенно при высоких значениях градиента
потенциала. Кроме того, они обнаружили, что часто в одно и то
же время происходит одновременная смена знаков тока и гради-
ента на противоположные («зеркальный» эффект, см. § 10.22).
Симпсон (1949) доказал, что существует связь между зарядом,
приносимым дождем, и градиентом потенциала при низких значе-
ниях градиента потенциала, хотя кривая зависимости не проходит
через начало координат; так что есть случаи, когда и ток дождя
и градиент потенциала положительны. Рамсей и Чалмерс (1960)
обнаружили, что зимой связь тока дождя и градиента потенциала
заметна гораздо сильнее, чем летом.

Красногорская (1961) аналогичные результаты выразила как
обратное соотношение между величинами градиента потенциала и
объемного заряда осадков.

10.14. Принятая интерпретация соотношения между зарядом
осадков и градиентом потенциала. Имеются две возможности для
интерпретации связи между зарядом дождя и градиентом потен-
циала; в дальнейшем станет ясно, что есть некоторые основания
считать правильной одну интерпретацию при больших величинах
градиента потенциала, а другую — при низких значениях. Во-пер-
вых, можно предположить, что существует какой-то процесс, при-
водящий к тому, что дождь заряжается обычно положительно,
а заряд противоположного знака остается в облаке или, возможно,
в воздухе под ним. Этот последний заряд будет создавать градиент
потенциала у земли со знаком, противоположным знаку дождя.
Такой интерпретации придерживался Скрэйз (1938) и ее допу-
скали Банерджи и Лэле (1952). Это верно, как будет ясно из
§ 10.22, для случая обложного дождя при малых градиентах по-
тенциала.

С другой стороны, сначала может произойти изменение гради-
ента потенциала, а затем дождевые капли приобретают свои
заряды за счет захвата ионов, движущихся в поле с этим гради-
ентом потенциала; это соответствует теории, выдвинутой Вильсо-
ном (1929) (см. § 3.11). Этой теорией пользовался Симпсон (1949),
Чалмерс (1951), Смит (1955) и Сиварамакришнан (1961).

Если допустить наличие лишь одного процесса, обеспечиваю-
щего разделение зарядов, то можно заключить, что при доста-
точно устойчивых условиях, когда можно пользоваться принципом
квазистатического состояния (§ 2.17), первая интерпретация при-
водит к току, имеющему обычно положительное направление
сверху вниз на всех уровнях, т. е. имеющему тот же знак, какой
обнаруживается у тока дождя. Однако если заряд дождя возни-
кает за счет ионного тока, полный ток дождя не станет больше
ионного тока, и, следовательно, когда дождь положителен, полный
ток имеет отрицательное направление сверху вниз. Как указывали
Чалмерс и Литтл (1940), различие между двумя интерпретациями
можно установить, измеряя полный ток.

10.15. Объемный заряд при дожде. При всяком исследовании
связи заряда при дожде с градиентом потенциала возникает необ-
ходимость учета влияния на градиент потенциала у земли заряда,
переносимого дождем.

Для простоты допустим, что имеется облако, протяженное по
горизонтали, из которого выпадает дождь, несущий ток плотно-
стью 7 А/м2, капли падают со скоростью V м/с. Тогда плотность
объемного заряда будет //V Кл/м3 и, следовательно, скорость из-
менения градиента потенциала с высотой АР/йН будет — 7/ео^-

Взяв величину 10-11 А/м2 для 1 и 4 м/с для V, получим ЗР/сНг
равным около */з,5 В/м на 1 м. Таким образом, если дождь пере-
носит вниз с высоты 1 км один и тот же заряд и если нет объем-
ного заряда, создаваемого ионами, то градиент потенциала на вы-
соте 1 км будет отличаться от его приземного значения примерно
на 300 В/м.

Магоно и Орикаса (1961) исследовали эту проблему более
подробно, они показали, что объемный заряд при дожде может
объяснять некоторые отклонения от зеркального эффекта (см.
§ 10.27).

10.16. Соотношение между током дождя и разрядом с острия.
Симпсону (1949) удалось сравнить ток дождя и ток с одиночного
острия в те периоды, когда градиент потенциала был достаточно
велик для возникновения тока с острия. Он установил, что при
любой скорости выпадения осадков их ток пропорционален току
с острия и имеет противоположный знак; коэффициент пропорци-
ональности растет с увеличением скорости выпадения осадков.
Результаты Симпсона можно выразить любой из следующих фор-
мул:

ф—-2,0 ЮТЛ-')'1'” (-9,734 •
т=-тзгшг (1-<г™')|-о,8 •

ИЛИ

“Т==~Т0б“( Я' +20 ) 1,61 ’ 10 6( /?' +6 )} ’

где 7 — ток дождя в А/м2, I — ток разряда с острия в А, а /?' —
скорость выпадения дождя в мм/ч. Аналогичные результаты, но
с иными численными значениями получил Сиварамакришнан
(1961); различие объясняется отчасти различием использованных
острий. (Результаты Сиварамакришнана приведены в фигурных
скобках.)

Хатчинсон и Чалмерс (1951) сравнивали заряды отдельных ка-
пель с током коронирующего острия. Они нашли, что для любого
выбранного размера капли заряд ее пропорционален току с острия
и имеет противоположный знак. Коэффициент пропорциональности
растет с увеличением размера капли. Если предположить, что для
каждой скорости выпадения дождя существует некоторый харак-
терный средний размер капель, тогда для сравнения результатов
Симпсона с результатами Хатчинсона и Чалмерса можно восполь-
зоваться соотношениями Беста (1943, 1950). Между результатами
обнаруживается хорошее согласие при условии, что основной упор
делается на плотность тока с острий, а не на ток с отдельного ост-
рия и что в двух сравниваемых случаях эффективные расстояния
различны.

10.17. Измерения зарядов и массы отдельных капель Смитом.
Смит (1955) измерял заряды большого числа капель в течение
короткого промежутка времени и получил кривую распределения
зависимости заряда от массы капли. На рис. 48 показано типичное
распределение зарядов разных капель при наблюдении в течение
2 мин, когда градиент потенциала имеет большую отрицательную
величину, которая существенно не изменяется. Из результатов,
приведенных на рисунке, видно, что более мелкие капли имеют
знак заряда, противоположный знаку градиента потенциала, тогда
как знак заряда более крупных капель совпадает со знаком гради-
ента потенциала.

Смит обнаружил, что, суммируя все измеренные за период за-
ряды, он получал обычно заряд того же знака, что и градиент
потенциала. Это противоречило результатам Симпсона (1949), об-
наружившего, что знак зарядов в дожде противоположен гради-
енту потенциала, однако, когда Смит использовал аппаратуру,
аналогичную аппаратуре Симпсона, его результаты оказались по-
добными результатам Симпсона. Смит, объясняя расхождения,
отметил, что он не мог измерить заряды мельчайших капель,
а следует ожидать, что они будут нести заряд со знаком, противо-
положным знаку градиента потенциала. Минимальный заряд, ко-
торый он мог измерить, был около 3- 10'13 Кл, так что значитель-
ное число капель могло оказаться неучтенным, хотя они и дают
вклад в суммарный ток. Эти результаты помогают понять, почему
обратное соотношение между током дождя и градиентом потенци-
ала в некоторых измерениях обнаруживалось, а в некоторых —
нет. Результаты Смита указывают на то, что обратное соотноше-
ние возникает главным образом благодаря мельчайшим каплям,

которые при незначительном вет-
ре с большой вероятностью попа-
дут на экран приемника дождя,
не достигая самого приемника.
Таким образом, из-за экраниров-
ки, применяющейся для избежа-
ния влияния изменений градиента
потенциала, затруднено обнару-
жение обратного соотношения
между зарядом и градиентом по-.-
тенциала. Показательно, что об-
ратное соотношение наиболее за-
метно в тех случаях, когда
экранировка отсутствует (Чал-
мерс и Литтл, 1947; Чалмерс,
1956) или когда экранировка не
очень эффективна (Симпсон,
1949). С другой стороны, Рамсей
и Чалмерс (1960) обнаружили
лишь малое различие между то-
ками на экранированные и не
экранированные приемники.

По-видимому, между результа-
тами Смита и Хатчинсона и Чал-

Рис. 48. Заряды отдельных капель
(Смит, 1955).

мерса (1951) должны иметься серьезные расхождения. Сравнивая
те данные, которые можно было сравнивать с данными измерений
Смита, а именно, когда градиент потенциала достаточен для воз-
никновения разряда с острия, Хатчинсон и Чалмерс обнаружили,
что знак 105 капель был противоположен знаку градиента потен-
циала, а 37 капель имели тот же знак. Такое различие сохраня-
лось даже для самых крупных капель, вопреки тому, что следо-
вало бы ожидать, анализируя рис. 48. Объяснить это можно тем,
что за тот период, которому соответствует рис. 48, Хатчинсон и
Чалмерс измерили, по-видимому, самое большее заряды лишь
шести капель, а скорее всего только двух или трех. Размеры этих
капель, вероятно, должны быть близки к среднему размеру, харак-
терному для дождя, и поскольку на рис. 48 не учтены капли мень-
шего размера, чем мог измерять Смит, можно обнаружить, что
измеренные Хатчинсоном и Чалмерсом заряды нескольких капель
довольно хорошо укладываются на нижней части рис. 48 справа
от нуля, т. е. знак этих капель противоположен знаку градиента
потенциала. Более крупные капли, измеренные Хатчинсоном и
Чалмерсом, встречались при более сильном дожде, когда весь
масштаб рис. 48 следует увеличить. Необходимо также отметить,
что исключительно крупные капли, попадавшие на прибор Хатчин-
сона и Чалмерса, могли ударяться о край приемника, затем дро-
биться и выпадать из измерений. По-видимому, наблюдаемые рас-
хождения не имеют принципиального характера, они могут обус-
ловливаться тем, что Хатчинсон и Чалмерс измеряли меньшее
число капель, чем Смит.

Возможно, Ганн и Дэвин (1953), как и Смит, обнаружили бы,
что корреляция между зарядами капель и градиентом потенциала
зависит от размера капли, если бы они измеряли их размер.

10.18. Заряды капель в облаках. Ганн (1947, 1950) использо-
вал единичное индукционное кольцо, установленное на самолете,
для измерения зарядов отдельных капель в облаках; способ опре-
деления масс, используемый на земле, в этих измерениях не го-
дился.

Первые измерения проведены в облаке слабовыраженного хо-
лодного фронта, не обнаруживающем грозовой активности, при
высоте нулевой изотермы 3350 м. Отрицательные заряды в сред-
нем 1,3 • 10-11 Кл были обнаружены в слое земля — 6100 м, а поло-
жительные заряды в среднем 1,1 • 10-11 Кл — в слое 3000—8000 м.

Ряд следующих экспериментов был проведен в грозовом об-
лаке на семи различных уровнях вплоть до 6100 м. Нулевая изо-
терма была на высоте 4300 м, а максимум электризации, достигаю-
щей 9- 10-11 Кл на каплю, как для положительных, так и для отри-
цательных зарядов находился на высоте 2800 м, где температура
составляла +10° С. Заряды обоих знаков встречались почти на
всех уровнях.

И в той, и в другой сериях экспериментов было установлено,
что результирующие заряды капель должны создавать значитель-
ной величины объемные заряды, а следовательно, и градиенты
потенциала, существенно отличающиеся от фактически измерен-
ных; таким образом, на мелких облачных капельках или в воздухе
должны существовать заряды, почти полностью нейтрализующие
капельные заряды.

Филипс и Кинцер (1958) также измеряли заряды отдельных
капель в грозовых облаках и обнаружили капли с большими заря-
дами обоих знаков.

Используя методику, описанную в § 13.7, Ганн (1952) попы-
тался измерить заряды мелких облачных капелек в облаках, из
которых шел или должен был пойти дождь. Поскольку результаты
оказались не такими определенными, как для облаков, не дающих
осадков, было предположено, что в исследуемых облаках отрица-
тельные заряды находятся в основном на более крупных каплях.
Вэбб и Ганн (1955) нашли, что в облачности горных районов при
наличии следов дождя заряды становятся крупнее, а знак их ме-
нее постоянный, чем в отсутствии дождя, однако оказалось невоз-
можным обнаружить явное преобладание какого-либо одного
знака.

10.19. Выпадение зарядов на Цугшпитце. Кютнер (1950) про-
вел измерения зарядов в осадках на вершине горы Цугшпитц
(около 3000 м) в нижних областях грозовых облаков. Он обнару-
жил, что почти всегда при температуре выше —5° С знак электри-
ческих зарядов твердых осадков противоположен знаку градиента
потенциала, тогда как при более низких температурах эта законо-
мерность не была столь же отчетливой. Высокие градиенты потен-
циала, по-видимому, в первую очередь связаны со снежной крупой
и с центральной областью возникновения молний. Эта область
обычно тождественна области наибольшей интенсивности осадков.

Рейнольдс (1954) также обнаружил, что на вершинах гор за-
ряды, приносимые твердыми или жидкими осадками, имеют знак,
противоположный знаку градиента потенциала.

10.20. Объяснение взаимосвязи токов дождя и разряда с ост-
рия. Симпсон (1949) предположил, что соотношение между током,
переносимым дождем, и током с коронирующего острия можно
объяснить в общих чертах, если капли приобретают свой заряд,
захватывая ионы, возникшие при разряде с острия и движущиеся
вверх. Теория Вильсона (1929), детально разработанная Уипплом
и Чалмерсом (1944) (см. § 3.11), показывает, что можно рассчи-
тать захват таких ионов, образующих заряды на каплях, в зави-
симости от градиента потенциала. Симпсон подчеркивает, что эта
теория объясняет реальные заряды в дожде, лишь когда градиент
потенциала на больших высотах гораздо выше значений, измерен-
ных у поверхности земли. Такое увеличение градиента следовало
ожидать за счет объемного заряда, создаваемого разрядом с ост-
рия (§ 9.18), однако альтиэлектрограф это увеличение не зареги-
стрировал.

Симпсон также отметил, что второй и третий варианты его фор-
мулы (§ 10.16) приводят к представлению, что величина отноше-
ния тока дождя к току коронирующего острия ограничивается для
больших скоростей выпадения дождя. По его мнению, это ограни-
чение можно объяснить тем, что сильный дождь увлекает с собой
все движущиеся вверх ионы, возникшие при разряде с острия.
В таком случае предельная плотность тока, переносимого дождем,
должна быть равна плотности тока с острий. Это позволяет опре-
делять последнюю величину, а следовательно, рассчитывать рас-
стояние между коронирующпми остриями (см. § 9.24). Величина,
полученная таким образом, вполне согласуется с прежними оцен-
ками эффективного расстояния.

Бест (1953) показал, что если приобретаемый каплями дождя
заряд пропорционален квадрату их радиусов, то при прочих рав-
ных условиях оказывается возможным, как это предсказывала
теория Вильсона, установить соотношение между током дождя и
скоростью его выпадения. Это соотношение будет аналогично пер-
вой формуле Симпсона (§ 10.16), в которой учитываются данные
о распределении размеров капель при разных скоростях: выпаде-
ния дождя. Сиварамакришнан (1960) развил этот тезис Беста, по-
казав теоретически, что показатель степени у Р' должен быть ра-
вен 0,75, что хорошо согласуется с его собственными эксперимен-
тальными данными (см. § 10.16).

Чалмерс (1951) подробно объяснил результаты Симпсона
(1949) и Хатчинсона и Чалмерса (1951) с точки зрения захвата
ионов. Полагая, что капли начинают свое движение, имея заряды,
которые и создают поле внизу, и учитывая объемные заряды ионов
и капель, он нашел путем численных расчетов заряды капель для
различных условий и установил, что обе серии результатов можно
объяснить, если капли начинают свое движение с высоты около
0,8 км и если эффективные расстояния между разрядными остри-
ями несколько меньше, чем следует из предварительных оценок.
Чалмерс (1951) рассмотрел лишь средние характеристики капель,
а отклонения от среднего не учитывал. Высота 0,8 км несколько
меньше, чем можно было ожидать, однако, если пренебречь раз-
ницей, оказывается, что даже такая идеализированная схема объ-
ясняет результаты. Это подтверждает правильность данного
объяснения. Сиварамакришнан (1961) выполнил несколько анало-
гичных расчетов, однако он не получил столь убедительного за-
ключения.

Весьма похожие вычисления проделал Смит (1955), однако он
рассматривал капли разных размеров, находящиеся в одинаковых
условиях. Он показал, что существует хорошее согласие между
вычисленными и наблюденными величинами зарядов. Более круп-
ные капли сохраняют знак своего первоначального заряда, а более
мелкие меняют его, что согласуется с поведением капель средних
размеров по теории Чалмерса.

Огава (1960) рассмотрел эту проблему несколько иным обра-
зом. Он предположил, что в «области заряжения» капли приобре-
тают свой максимальный заряд— 12 гге0Ха2 (см. § 3.11). Далее он
воспользовался результатами Маршалла и Пальмера (1948), даю-
щими соотношение между скоростью выпадения дождя и числом
капель различных размеров, а также результатами Беста (19506)
для окончательной скорости дождевых капель и из всего этого
вывел:

/=-2,12 • 10-6Рй(/?')°’48+0,54 • 10’ 6РЛ(/?')’’03,

где Рп — градиент потенциала в области заряжения капель.

Затем он сравнил свою величину Рл с градиентом потенциала
Р у земли и получил, что Р^ — ЗР1’3. Это выражение дает величины
Ръ. того же порядка, какой следует ожидать из теории объемного
заряда (§ 9.18). Попытка сравнить эти результаты с аналогичными
результатами Симпсона (1949), ему не удалась, поскольку Огава
принял, что ток с острий пропорционален квадрату градиента по-
тенциала. При отсутствии данных о скорости ветра проверить
полученную формулу невозможно (см. главу 9).
Хотя эти теории дают общее объяснение связи тока осадков и
тока с острий со скоростью выпадения дождя или с размерами ка-
пель, по-прежнему необходимо предполагать возрастание гради-
ента потенциала с высотой. По теории объемного заряда (§ 9.17)
это возрастание должно происходить, но обнаружить с помощью
альтиэлектрографов его не удалось (§ 9.23). Итак, согласно этим
теориям, дождь приобретает свой заряд в соответствии с градиен-
том потенциала на высоте в несколько сотен метров, т. е. примерно
за несколько минут до того, как он попадает на землю. Следова-
тельно, можно ожидать, что время между изменениями градиента
потенциала на земле и изменениями тока дождя будет того же
порядка. Однако результаты измерений «зеркального эффекта»
(см. § 10.27) не обнаруживают такого запаздывания.

10.21. Ток осадков при малом градиенте потенциала. Симпсон
(1949) провел также измерение тока осадков при малых градиен-
тах потенциала и обнаружил, что его результаты можно выразить
следующим образом:

7=-4,8 • 10-8(Р-400),

где 9 — заряд в к/м3, а Р — градиент потенциала в В/м.

Если использовать данные о токе осадков 7, а не о заряде на
единицу объема, то 7 оказывается пропорциональным скорости вы-
падения осадков Р.

Симпсон предположил, что «400» может представлять собой
обычный градиент потенциала хорошей погоды, так что д пропор-
ционально отклонению от этой величины.

Рамсей и Чалмерс (1960) установили, что зависимость 7 от К
нелинейная.

Сиварамакришнан (1960) получил результаты, аналогичные
результатам Симпсона (1949), однако д оказалось пропорциональ-
ным (Р—100); согласно его результатам, д несколько возрастает
при увеличении скорости выпадения осадков.

Рейтер (1965) тоже нашел, что ток зависит от (Р—С), в его
случае С было равно 40 В/м, что согласуется с локальным гради-
ентом потенциала хорошей погоды.

10.22. Полный ток при малом градиенте потенциала. Когда
градиент потенциала невелик, полный ток вблизи поверхности
земли состоит из тока осадков и тока проводимости с учетом воз-
можных эффектов, возникающих при разбрызгивании; при этих
условиях отсутствуют молнии и коронирование острий. Полный
ток можно получить, если измерять заряд, приобретаемый полно-
стью открытым приемником, вроде тех, что использовал Чалмерс
и Литтл (1947) и Чалмерс (1956), с введением поправки на ток
смещения (см. §8.3).

Чалмерс (1956) нашел, что в большинстве случаев в обложных
дождях при градиентах потенциала ±800 В/м положительное на-
правление тока было сверху вниз, в этих же случаях градиент по-
тенциала был обычно отрицательным и наиболее часто составлял
от —100 до —200 В/м. Эти результаты указывают на то, что ток
дождя обычно больше тока проводимости, а следовательно, если
возвратиться к аргументации в § 10.14, представляется вероятным
наличие процесса разделения зарядов, при котором положитель-
ный заряд сообщается дождю, а отрицательный накапливается
в облаке.

Было установлено, что изменение суммарного тока в зависи-
мости от градиента потенциала дается выражением

/<= — 1,18 • 10~14 (Р-150),

где К — суммарный ток в А/м2, а Р — градиент потенциала у по-
верхности земли в В/м.

Рамсей и Чалмерс (1960) провели подобные эксперименты и
получили аналогичные результаты, однако постоянная оказалась
зависящей от скорости выпадения дождя. По данным Симпсона
(1949) тоже можно заключить, что суммарный ток обычно направ-
лен сверху вниз; когда градиент потенциала равен +400 В/м, ток
осадков равен нулю, и, таким образом, какая бы ни была проводи-
мость, ток проводимости направлен сверху вниз. Когда градиент
потенциала равен нулю, ток дождя положителен и, таким образом,
в обоих этих случаях суммарный ток направлен сверху вниз. Если
только проводимость во время дождя не слишком сильно превы-
шает проводимость при хорошей погоде, то в тех случаях, когда
применима формула Симпсона (§ 10.21), направление полного
тока положительно — ток течет сверху вниз.

10.23. Заряды снега, крупы, града. Симпсон (1909) обнаружил,
что заряд снега положительным бывает чаще, чем отрицательным,
и что при снеге вертикальных токов и зарядов на единицу массы
приходится больше, чем при дожде. Эти результаты были под-
тверждены Вайссом (1906), Гшвендом (1927), Марвином (1930)
и Чалмерсом и Пасквиллом (1938). С другой стороны, Эльстер и
Гейтель (1888), Келлер (1908), Шиндельхауэр (1913), Мак-Кле-
ланд и Нолан (1912) и Мак-Клеланд и Гилмор (1920) обнару-
жили преобладание отрицательного заряда. Несовпадение резуль-
татов вызвано, очевидно, различиями условий проведения экспери-
ментов; Симпсон (1942) и Чалмерс и Литтл (1947) нашли, что
спокойно падающий снег заряжен обычно отрицательно, тогда как
при наличии турбулентности снег чаще бывает заряжен положи-
тельно.

Накайя и Терада (1934) измеряли знаки зарядов снежинок, не
измеряя их величину, по их отклонению в электрическом поле. Они
обнаружили преобладание отрицательно заряженных снежинок
при сухом снеге, но когда снежинки несли капельки воды, они ча-
сто оказывались заряженными положительно. Магоно, Орикаса и
Окабе (1957) нашли, что обычно знак заряда отдельных снежинок
противоположен знаку градиента потенциала.

Симпсон (1949) обнаружил для снега такое же соотношение
между током осадков и током с острий, как и для дождя, если пред-
положить, что скорость выпадения снега выше истинной величины.
Это наводит на мысль, что снег легче, чем дождь, приобретает за-
ряд от тока с острий, что неудивительно ввиду большей поверхно-
сти поперечного сечения снежинок. Симпсон определил, что при
низких значениях градиента потенциала и устойчивом снегопаде
величина градиента потенциала обычно изменяется от ±0
до ±400 В/м, а заряд, переносимый снегом, отрицателен, а не по-
ложителен, как это было для дождя при таком же градиенте по-
тенциала. У Симпсона не было достаточно данных для получения
соотношения между зарядом снега и градиентом потенциала.

Рейтер (1965) установил, что при умеренном снегопаде соот-
ношение между током и градиентом потенциала будет таким же,
как и для несильного дождя, с той разницей, что снег обычно заря-
жен отрицательно, а дождь — положительно; как и для дождя,
при нулевом заряде снега величина градиента равна 40 В/м.

Магоно и Сакураи (1963) косвенным методом измеряли за-
ряды частичек снега в поземке и пришли к выводу, что существует
значительный положительный объемный заряд вблизи поверхности
и отрицательный объемный заряд на высоте около 80 см, а также
незначительный положительный объемный заряд на более высо-
ких уровнях.

10.24. Полный ток в обложных снегопадах. Чалмерс (1956)
измерил суммарный ток в обложном снегопаде при градиентах по-
тенциала ±800 В/м с помощью той же аппаратуры, которая исполь-
зовалась и для измерений в обложном дожде (см. § 10.22). Ре-
зультаты указывают на то, что в противоположность дождю при
градиенте потенциала любого знака ток, направленный сверху
вниз, обычно отрицателен.

Изменение полного тока в зависимости от градиента потенци-
ала можно выразить как

^=—0,92 • 10-14(Р+425),

где К — полный ток в А/м2, а Р — градиент потенциала у поверх-
ности земли в В/м. Из сравнения этих результатов с такими же
результатами для дождя (см. § 10.22) видно, что наклоны кривых
А(Р) не слишком различаются, однако с осью эти кривые пересе-
каются в существенно различных точках. Следовательно, возмож-
ная зависимость наклона кривых от скорости выпадения осадков
может указывать на то, что средние эффективные скорости выпа-
дения дождя и снега почти одинаковы.

10.25. Причина возникновения зарядов при обложном дожде
и снегопаде. Основные результаты, суть которых состоит в том, что
во время обложного дождя ток направлен сверху вниз, а во время
обложного снегопада — снизу вверх, можно интерпретировать
двояко: предположить, что осадки приобретают свой заряд либо
в облаке, либо на земле или вблизи нее.

Поскольку большая часть осадков или возникает в виде льда,
или, по крайней мере, существует в таком виде часть своей жизни,
следует предположить, что любой процесс, приводящий к заряже-
нию снега в облаке, происходит и в дождевом облаке, хотя в по-
следнем случае должен быть еще один процесс электризации.
Если механизм разделения зарядов действует лишь вблизи
земли, то для дождя и снега разделение зарядов может происхо-
дить в различных направлениях. Тогда следует предположить, что
заряды знака, противоположного знаку заряда в осадках, выно-
сятся вверх вертикальными восходящими потоками воздуха, суще-
ствующими в обложных осадках, а затем эти заряды присоединя-
ются к облачным капелькам.

Рассуждения, которые согласуются с процессами, происходя-
щими вблизи земли, приведены в § 5.65. Они приводят к заклю-
чению, что во время слабого дождя в атмосфере у земли в слое до
30 м или даже выше иногда образуется заметный отрицательный
объемный заряд.

Любая теория появления зарядов дождя и снега должна объ-
яснять связь суммарного тока и градиента потенциала. В частно-
сти, объяснить величину градиента потенциала (+150 В/м для
дождя и —425 В/м для снега), при которой суммарный полный
ток равен нулю, а также величину градиента потенциала, при ко-
торых равен нулю ток осадков. Однако Рейтер (1965) различия
для дождя и снега не обнаружил.

Когда осадки не переносят заряда, можно предположить, что
разделение зарядов не происходит, и тогда следует ожидать, что
эти условия близки к тем, которые возникают при хорошей погоде.
Это предположение оправдывается при дожде и не оправдывается
при снеге. Большое значение, возможно, имеет то, что для дождя
и снега наклоны кривых, дающих зависимость тока от градиента
потенциала, отличаются незначительно. В настоящее время нет
удовлетворительного объяснения этим результатам: при полном
анализе необходимо учитывать объемный заряд осадков и захват
ионов падающими частицами. Более подробное исследование про-
блемы проводится в § 13.2, 13.3, 13.4.

10.26. Разбрызгивание капель на земле. Смит (1955) попы-
тался объяснить отрицательный градиент потенциала и положи-
тельный заряд, переносимый обложным дождем при малых гради-
ентах потенциала, с помощью эффектов разбрызгивания, которые
приводят, как это установил Ленард (1892), к тому, что разбрыз-
гиваемая вода приобретает положительный заряд, а воздух — от-
рицательный. Смит предположил, что этот отрицательный заряд
поднимается вверх в результате турбулентной диффузии или вос-
ходящих потоков воздуха до тех пор, пока не создастся градиент
потенциала, достаточный для возникновения коронирования.
После этого при стационарных условиях возможно квазистатиче-
ское состояние, при котором отрицательный заряд, высвобожден-
ный при разбрызгивании, возвращается на землю благодаря току
с острий. На основании этого предположения Смит вывел зависи-
мость между возникающим градиентом потенциала и скоростью
выпадения дождя. Однако при такой зависимости должны возни-
кать отрицательные градиенты потенциала большей величины, чем
обычно обнаруживаются при обложном дожде.

Смит считал, что на приборе для измерения тока дождя также
сказывается эффект разбрызгивания, главным образом из-за диф-
фузии отрицательного заряда с приемника, на котором остается
измеряемый положительный заряд. Даже если это и происходит,
теория Смита не может объяснить соотношение между зарядом
дождя и градиентом потенциала, тем более что Хатчинсон и Чал-
мерс (1951) такие эффекты при измерениях не наблюдали, хотя
заряд каждой капли измерялся сразу же, как только она попа-
дала на приемник. Они нашли, что 230 капель во время обложного
дождя при небольшом градиенте потенциала имели положитель-
ный заряд, 134 — отрицательный. Однако Коллин и Райсбек (1964)
также обнаружили эффект разбрызгивания, который особенно
проявлялся при высоких градиентах потенциала, когда экрани-
ровка приемника оказывалась недостаточной.

10.27. «Зеркальный эффект». Симпсон (1949) обнаружил, что
ток дождя и градиент потенциала обычно имеют противополож-
ные знаки не только в стационарных условиях, но и в условиях,
изменяющихся не слишком бурно. Смена знаков на противополож-
ные происходит почти одновременно, так что изменение во времени
тока дождя выглядит как зеркальное изображение временной ва-
риации градиента потенциала или тока с острий (например,
рис. 49). Сиварамакришнан (1957) нашел, что изменение знака
тока осадков чаще лучше синхронизируется с изменением знака
градиента потенциала, чем с изменениями тока с острий. Прежние
работы большей частью относились к условиям, при которых воз-
никает коронирование острий, а масштаб времени был таким, что
интервалы, меньшие, чем несколько минут, были неразличимы.
В последующих исследованиях, особенно при низких градиентах
потенциала, например в работе Рамсея и Чалмерса (1960), пока-
зано, что имеются заметные сдвиги по времени для моментов
смены знака тока дождя и градиента потенциала, бывает и запаз-
дывание и опережение одного относительно другого. Эти несовпа-
дения времени относятся не только к переходу через нуль, но
также и к максимумам и минимумам, кстати более легко опреде-
ляемым. Огава (1960) нашел примеры зеркального эффекта при
грозах; менее чем в 20% случаев он обнаружил различия во вре-
мени, причем более часто изменения тока дождя опережали изме-
нения градиента потенциала; время запаздывания в некоторых
случаях достигало 8 мин.

В целом зеркальный эффект должен обусловливаться теми же
факторами, что и обратное соотношение между изменениями тока,
переносимого дождем, и градиента потенциала; другими словами,
или захватом ионов при разряде с острия, согласно § 10.20, или
зарядом, остающимся в облаках и создающим градиент потенци-
ала, причем его знак противоположен знаку заряда в осадках. Но
если противофазность тока и градиента потенциала .можно иссле-
довать с точки зрения квазистационарного состояния (§ 2.17),
то зеркальный эффект проявляется в нестационарных условиях
и объяснение его должно быть более сложным.

Мы можем предположить, что существует два типа процессов,
приводящих к этим условиям: первый — одна часть облака элект-
рически более (или менее) активна, чем остальные, и сначала она
приближается к наблюдателю, а затем удаляется от него; вто-
рой — в значительном объеме облака происходит усиление (ослаб-
ление) электрических эффектов.

Некоторые наблюдения Оволэби и Чалмерса (1965) за токами
осадков с помощью разнесенных приемников указывают на то, что
возможны оба эти типа процессов. Рейтер (1957) обнаружил, что
изменения знака градиента потенциала происходят одновременно
на станциях, расположенных на разных высотах и разнесенных по
горизонтали до 12 км. Это указывает скорей на развитие облаков,
чем на приближение облаков с разной активностью.

Чалмерс (1965а) рассмотрел различные условия проявления
зеркального эффекта и пришел к выводу, что, если происходит
разряд с острий, появление максимума градиента потенциала дол-
жно опережать появление максимума тока осадков в обоих слу-
чаях: приближения и развития облаков. При низком значении гра-
диента потенциала это опережение будет происходить в случае
приближения облака, а при развитии облака максимум тока осад-
ков будет возникать раньше максимума градиента потенциала.
Магоно и Орикаса (1960) пришли к выводу, что объемный заряд
осадков должен влиять на зеркальный эффект. Рамсей и Чалмерс
(1960) обнаружили, что летом связь между током осадков и гра-
диентом потенциала гораздо более заметна, чем зимой.

10.28. Ливневые облака. В ливневых облаках величина соотно-
шения между градиентом потенциала и током осадков сущест-
венно меньше, чем при обложных осадках. Рейтер (1965) предпо-
ложил, что в этом случае играет роль еще один параметр — турбу-
лентность. Он нашел, что чем больше неустойчивость атмосферы,
тем чаще происходит смена знака градиента потенциала, и при-
писал это турбулентным и конвективным ячейкам.

10.29. Заряд на проводах при снегопаде. Борре (1953) измерял
заряды, приобретаемые растянутой стальной проволокой, во время
метели в Гренландии; в некоторых условиях на проволоку длиной
50 м тек ток свыше 10-5А. При температуре выше —10° С эффект
был мал или не обнаруживался; при температуре от —10 до
—15° С обычно преобладали положительные заряды, а ниже
—15° С — отрицательные. При снегопаде, когда не было ветра,
всегда наблюдался положительный заряд, который возрастал
с увеличением высоты. Однако во время метели, возникшей в ре-
зультате горизонтального переноса снега ветром, были получены
результаты, которые можно объяснить наличием заряженных ча-
стиц обоих знаков. Причем отрицательно заряженные частицы
располагались выше положительных, так что при слабом ветре на
проволоку попадали лишь отрицательные заряды, а при очень
сильном ветре проволока приобретала положительный заряд. По-
скольку проволока могла приобретать заряды от снежинок, не
исключалась возможность разделения зарядов при ударе снега
о проволоку. Следовательно, опасно делать окончательные выводы
на основании таких результатов о зарядах снежинок.

Магоно и Такахаши (1959) тоже измеряли заряды проволоки
во время снегопада, наблюдая одновременно за градиентом потен-
циала и током осадков. Они обнаружили, что заряд пропорциона-
лен градиенту потенциала. Магоно и Такахаши выдвигали и вновь
отвергали различные объяснения этой пропорциональности, вклю-
чая и такие, что проволока получает свой заряд от снега и что
происходит электризация трением при столкновении снежинок
с проволокой. Они установили, что результаты можно объяснить,
если считать, что снег действует как коллектор, уносящий заряды,
индуцированные на проволоке в электрическом поле.

10.30. Статические помехи. Термин «статические помехи» при-
менялся вначале к эффекту помех радиосвязи с самолетами, про-
летающими через облака и осадки. Эти эффекты связаны с обра-
зованием на самолете заряда, возникающего за счет трения о снег
и лед, а также при обледенении самолета, когда имеются переох-
лажденные облачные капельки. В этих случаях самолет оказыва-
ется заряженным отрицательно, а соответствующий положитель-
ный заряд передается воздуху. Разность потенциалов между само-
летом и окружающим пространством быстро достигает величины,
достаточной для возникновения разрядов на выступающих заост-
ренных частях самолета. Эти разряды создают излучение, которое
улавливается антенной радиоприемника. Эффект помехи можно
ослабить, если за счет конструкции самолета облегчить возникно-
вение разряда на специальных остриях, расположенных таким об-
разом, что на приемную антенну попадает минимум излучения
от них.

Более подробные сведения читатель может почерпнуть в отче-
тах об американских исследованиях (Ганн и др., 1946).
Позднее статическими помехами стали называть помехи,
возникающие при приеме сигналов телетрансляции в грозовых ус-
ловиях. Эти помехи вызываются двумя эффектами: во-первых,
коронированием самой приемной антенны или выступов опорной
мачты, расположенной поблизости, во-вторых, падением заряжен-
ных осадков на антенну. Первый эффект уменьшался (Пейдж,
1961) за счет того, что выше антенны устанавливалось заземлен-
ное острие, так что разряд происходил в основном на этом острие,
а поле вблизи антенны ослаблялось; помимо этого устанавлива-
лись настроенные антенны для ослабления сигнала, идущего с ко-
ронирующего острия на антенну. Для ослабления влияния заря-
дов самих осадков антенны можно размещать в изоляционных
трубках.

Глава 11

ПЕРЕНОС ЗАРЯДА

11.1. Сохранение заряда земли. В условиях хорошей погоды
в приземном слое, как правило, существует положительный гради-
ент потенциала, создающий отрицательный индуцированный заряд
на поверхности земли. Но атмосфера — проводник, и текущий на
землю ток положительных зарядов стремится нейтрализовать этот
заряд. Несмотря на это, в условиях хорошей погоды заряд на по-
верхности земли день ото дня практически не меняется. Изменения
же величины заряда в течение дня сравнительно малы. Первым,
кто осознал, что ток проводимости очень быстро нейтрализовал бы
этот заряд, если бы он не сохранялся каким-то образом, был Линсе
(1887). Для определения промежутка времени, за которое положи-
тельный заряд, равный по величине отрицательному заряду, рас-
положенному на поверхности земли, достигает ее поверхности,
могут быть использованы данные Скрэйза (1933). Скрэйз обнару-
жил, что среднее значение градиента потенциала для Кью равно
365 В/м, тогда величина индуцированного заряда, приходящегося
на 1 м2, равна — ЕоР=—3,23- 10-9 Кл. Среднее значение величины
тока атмосфера — земля, по Скрэйзу, равно 1,12 • 10-12 А/м, так
что заряд на поверхности земли был бы нейтрализован за
(3,23/1,12) • 103 с, т. е. примерно за 48 мин. По расчетам, в тех ме-
стах на земле, где градиент потенциала меньше, а ток атмосфера —
земля больше, заряд нейтрализуется за более короткие проме-
жутки времени, чем в Кью; для океанов это время составляет при-
мерно 6 мин.

Объяснения требует тот факт, что поверхность земли в Кью
по прошествии этих 48 мин все еще имеет заряд, равный —3,23Х
ХЮ-9 Кл/м2, хотя заряд, равный +3,23- 10 9 Кл/м2, уже поступил
на поверхность земли за счет проводимости атмосферы. Объясня-
ется это тем, что земля — проводник и соответствующий отрица-
тельный заряд поступил в некоторой другой части земли. Вильсон
(1920) первым предположил, что этот отрицательный заряд посту-
пает на землю в тех местах, где происходят грозы. Это предполо-
жение с тех пор неоднократно подтверждалось.

Заряд имеет возможность попасть на землю только благодаря
а) токам проводимости атмосфера—земля и конвективным токам,
б) токам с острий, в) токам осадков, г) грозовым разрядам.

Ток с острия, безусловно, является формой тока проводимости,
по удобно рассматривать его отдельно.

Конвективные же токи удобно рассматривать совместно с то-
ками проводимости, поскольку при прямом измерении тока атмо-
сфера—земля эти токи измеряются вместе.

Сохранение заряда земли должно соответствовать сохранению
потенциала электросферы. Рассмотрим это.

11.2. Методы определения потенциала электросферы. Сущест-
вуют два разных метода, с помощью которых можно определить
потенциал электросферы. На первый взгляд они кажутся идентич-
ными, на самом же деле между ними имеется различие.

Из §2.18 следует, что при квазистатических условиях У=1Р, где
У — потенциал электросферы, I — плотность тока проводимости ат-
мосфера—земля и — сопротивление столба воздуха (см. § 7.17).
Как описано в § 7.17, сопротивление столба воздуха можно вычис-
лить на основе измерений проводимости на различных уровнях.
Если, кроме того, можно определить I, то V определяется сразу.
Такое определение У мы будем называть методом сопротивления
столба воздуха.

Если градиент потенциала Е измеряется на различных высо-
тах, то интеграл У= ^РМ дает потенциал электросферы.

Можно ожидать, что при действительно квазистатических усло-
виях оба метода дадут одинаковый результат, но лишь при усло-
вии, что значение I постоянно на всех уровнях, т. е. если вертикаль-
ный ток является только током проводимости. Если же имеются
конвективные или какие-либо другие токи, то формула У=1К уже
неверна, вместо нее следует пользоваться формулой У= $Рс1Н, и
простой метод сопротивления столба воздуха неприменим.

Чтобы с полным основанием применять метод сопротивления
столба воздуха, нужно прежде удостовериться, что / постоянно на
всех уровнях, а для этого необходимо измерить Р и проводимость
на различных уровнях, поскольку никакого другого прямого ме-
тода измерения токов проводимости в атмосфере еще не сущест-
вует. А когда Р на различных уровнях измерено, по-видимому,
наиболее просто получить У прямым интегрированием, но тогда
можно обойтись без учета Р.

Любой конвективный ток, вероятно, будет ограничен слоем
обмена, так что величина тока проводимости внутри этого слоя
может отличаться от величины тока над ним. Поэтому, если бы
даже удалось непосредственно измерить полный ток атмосфера—
земля у поверхности земли, это дало бы значение I над слоем об-
мена, а не внутри него. Следовательно, значение I нельзя исполь-
зовать при определении потенциала методом сопротивления
столба воздуха. Было бы неверным даже предположить, что кон-
вективный ток внутри слоя обмена остается постоянным на всех
уровнях, и поэтому ток проводимости также может меняться с вы-
сотой вопреки простым идеям о квазистатическом состоянии, ис-
пользованным в § 2.18. Вывод, что эти два метода не всегда при-
водят к одинаковому результату, был сделан благодаря работам
Краакевика и Кларка (1958).

11.3. Результаты оценок потенциала электросферы методом со-
противления столба воздуха. Ниже приводятся значения среднего
потенциала электросферы с поправками, где это необходимо, на
изменение потенциала в течение суток.

Гиш и Шерман (1936), использовав результаты измерения про-
водимости с помощью шара-зонда (§ 7.17) и взяв величину тока
проводимости, равную 3,6-1 (Г12 А/м2, получили для V значение,
равное 4•105 В. Гиш (1951), использовав другие результаты, по-
лучил, что V равно 3,6- 105 В, а по расчетам Израэля (1953а), эта
величина составляет 2,7 • 105 В.

Кларк (1957) измерил градиент потенциала, а одновременно
с ним Краакевик (1958) во время полета на самолете над Грен-
ландией измерил проводимость. В отличие от результатов, полу-
ченных над Чесапикским заливом (см. § 8.17), постоянное значе-
ние для плотности тока проводимости на всех уровнях, согласно
их данным, равно 3,7 • 10-12 А/м2. Используя величину оценен-
ную Краакевиком в 8,0 • 1016 Ом, получим значение V, равное
2,9• 105 В. Эта величина, вероятно, является наиболее достовер-
ной, так как в Гренландии мало загрязнений, которые влияют на
изменения проводимости на низких уровнях или создают объем-
ные заряды и электрические конвективные токи. Кроме того, во
время измерений метеорологические условия не благоприятство-
вали конвекции.

11.4. Результаты измерений потенциала электросферы методом
интегрирования градиента потенциала. Кларк (1957) по данным
измерений градиента потенциала на различных высотах над Грен-
ландией нашел, что значение потенциала равно 2,2 • 105 В на
высоте до 6 км и 2,83 • 105 В на уровне электросферы.

По данным измерений градиента потенциала Краакевиком и
Кларком (1958) (см. § 8.17), над Чесапикским заливом суточное
максимальное значение потенциала равно 3,41 • 105 В, что соответ-
ствует среднему суточному значению, равному 2,84 • 105 В. Рас-
смотрев другие результаты, Кларк (1958) пришел к выводу, что
оптимальным является значение (2,29±0,3) • 105 В.

Фишер (1962), используя данные нескольких единичных запу-
сков шара-зонда, пришел к совершенно аналогичным выводам.
Он обнаружил согласие между суточными и годовыми изменени-
ями, рассчитанными по данным о градиенте потенциала (см. § 5.43,
5.47). Полученные Фишером изменения потенциала электросферы
в зависимости от времени дня и времени года, приведены на
рис. 50.

Сван (1955) произвел интересный расчет, из которого следует,
что одиночный разряд 30 Кл изменил бы разность потенциалов
между электросферой и землей примерно на 200 В, т. е. примерно
на одну тысячную.

11.5. Заряд электросферы. Проводимость атмосферы увеличи-
вается с высотой и на уровне 40—60 км и выше так велика, что
разностью потенциалов в этой области можно пренебречь. Эта об-
ласть и называется электросферой (см. § 2.21). Для большинства
задач атмосферного электричества электросферу можно считать

Рис. 50. Суточные и годовые изменения потенциала электро-
сферы, кВ (Фишер, 1962).

эквивалентной некоему металлическому проводнику, тогда спра-
ведливым будет требование, чтобы заряды располагались на ее
внутренней поверхности.

Измерения, производимые внутри полностью проводящей обо-
лочки электросферы, не могут дать никакой информации о заря-
дах, расположенных вне этой области. Поскольку электросфера
должна быть непроницаемой для силовых линий, сумма всех за-
рядов внутри нее, т. е. зарядов, расположенных на ее внутренней
поверхности, в атмосфере, в облаках и на поверхности земли, дол-
жна быть равна нулю.

Чалмерс (1936) показал, что суммарный заряд, расположенный
на внутренней поверхности электросферы, равен нулю. Гиш и
Уайт (1950), результаты расчетов которых были подтверждены
в работах Стерджиса, Рейна и Кангаса (1957а), показали, что про-
водимость воздуха над грозовыми облаками не отличается от про-
водимости в том же месте при хорошей погоде.
Рассмотрим поверхность, окружающую землю и проходящую
выше всех грозовых облаков. Пусть в любой точке этой поверх-
ности удельная проводимость 7. одинакова. Если 7. зависит только
от высоты, то эта поверхность представляет собой сферу, концент-
рическую земле. Но если существует какая-либо зависимость X от
широты, то поверхность уже не является сферической. Рассмотрим
единицу площади данной поверхности. Пусть силовые линии, про-
ходящие сквозь эту площадь, имеют в месте их начала заряд, рав-
ный о. Тогда градиент потенциала на этой поверхности равен сг/ео,
а ток, текущий сквозь нее, равен Хо/ео- Поскольку ток течет вдоль
силовых линий, величина 7.а/с0 должна быть равна —йо/й/. Сум-
мируя теперь по всем площадям, составляющим рассматриваемую
поверхность, и исключая всякое влияние горизонтальных токов,
текущих над этой поверхностью, получим

V V

& е0 •

Если — суммарный заряд, расположенный над поверхностью,
то 2ст=<2 и и, следовательно,

ад кд

а1 е0 ’

так как 7. постоянна на поверхности. Отсюда видно, что ф быстро
спадает до нуля и сохраняет это значение, если кроме проводи-
мости нет никакого другого механизма переноса заряда сквозь
поверхность.

Если мы теперь рассмотрим поверхность, расположенную чуть
ниже нижней границы электросферы, то при любом выборе этой
поверхности получим, что суммарный заряд на внутренней поверх-
ности электросферы равен нулю. Даже если время от времени
происходят разряды между вершинами облаков и электросферой,
приведенные выше результаты показывают, что заряд быстро ис-
чезает. Отсюда также следует, что сумма зарядов, расположенных
в атмосфере, облаках и на поверхности земли, должна быть равна
нулю.

11.6. Связь переноса заряда на землю с грозовой активностью.
Если отрицательный заряд переносится на землю во время грозы,
то можно ожидать, что суммарный отрицательный заряд земли
имеет максимальное значение в то время, когда происходит макси-
мальное число гроз. Чем больше величина отрицательного заряда,
тем больше будет в условиях хорошей погоды градиент потенци-
ала и, если сопротивление столба воздуха не меняется, тем
больше будет разность потенциалов между электросферой и
землей.

Этот вопрос можно решить очень просто, основываясь на ре-
зультатах, приведенных в § 11.5. Если от каждой грозы на элект-
росферу течет определенный ток (порядка 0,5 А, по данным Гиша
и Уайта (1950), или порядка 1,3 А, по данным Стерджиса и др.
(1957 Ь), то чем больше происходит гроз, тем больше будет поло-
жительный ток, текущий с электросферы, равный 0,5 или 1,3 А от
каждой отдельной грозы *. Если сопротивление столба воздуха
остается постоянным, то разность потенциалов между электросфе-
рон и земной поверхностью должна быть пропорциональна плот-
ности тока хорошей погоды и, следовательно, поскольку рассмат-
риваемая площадь земной поверхности заметно не меняется, по-
тенциал электросферы пропорционален числу происходящих гроз.
Уиппл (1929а), рассматривая перенос заряда во время гроз на
землю, а током хорошей погоды с земли, пришел к аналогичному
выводу. Однако Чалмерс (19536) указал, что Уиппл при этом не-
учитывал влияния зарядов, индуцированных на земле грозовыми
облаками. Но это влияние, по-видимому, мало по сравненнк>
с влиянием свободных зарядов, поступающих на землю. Пирс
(1958) подробно рассмотрел влияние индуцированных зарядов и
показал, что оно составляет лишь ’/го суммарного эффекта.

11.7. Связь между градиентом потенциала и грозами. Эпплтон
(1925) впервые предположил, что изменение градиента потенциала
в условиях невозмущенной погоды подобно изменению общего'
числа гроз, происходящих на земле в целом. Уиппл (1929а) для
нахождения изменения грозовой активности по всей земле приме-
нил данные о грозах, полученные Бруксом (1925). Наиболее силь-
ные грозы происходят в тропиках Африки и Южной Америки во
второй половине дня, поэтому максимум грозовой активности на
земле приходится на конец второй половины дня по среднему
гринвичскому времени. Уиппл и Скрэйз (1936) построили деталь-
ный график грозовой активности на разных континентах и опреде-
лили, что максимумы приходятся на 14 и 19 ч по среднему грин-
вичскому времени (см.рис. 51, на котором для сравнения нанесен
также рис. 23). Из рисунка видно, что незначительное увеличение
грозовой активности в Америке по отношению к Африке и Европе
дало бы точное согласие с суточным изменением градиента потен-
циала в невозмущенных условиях, максимум которого приходится
на 19 ч. Для того чтобы найти отклонение грозовой активности
от среднего значения, необходимо к результатам, приведенным на
рис. 51, добавить постоянное число, соответствующее грозам, про-
исходящим на море; постоянное потому, что нет никакого доказа-
тельства существования изменения грозовой активности на море
в течение суток. Вихман (1957) возражал против добавления гроз,
происходящих на море, но это возражение, как было показано
в § 9.25, оказалось несостоятельным. Уиппл отметил, что на связь
между градиентом потенциала в условиях невозмущенной погоды
и грозовой активностью указывает не только на соответствие
между ними в моменты достижения максимумов и минимумов,
но также на их медленный рост до максимума и быстрый спад после
него. Согласие этих результатов с предположениями, сделанными

1 Напомним, что данные Имяннтова и др. (1967) показали, что гроза в уме-
ренных широтах дает ток, составляющий в среднем 0,1—0,2 А, не превышая
1,3 А. — Прим. ред.
в § 11.6, подтверждает ту мысль, что именно во время гроз на
землю поступает отрицательный заряд, нейтрализующий положи-
тельный заряд, поступивший в условиях хорошей погоды.

Фишер (1962) доказал, что гроза в тропиках может перенести
на землю больший заряд, чем гроза в умеренных широтах. Это
может служить объяснением тому, что летом на юге потенциал

Рис. 51. Суточные изменения градиента потенциала в невозмущенных усло-
виях (о) и площади, занятой грозами (б) (Уиппл и Скрэйз, 1936).

/ Северный Ледовитый океан, 2 — наблюдения на «Карнеги» во всех океанах;
о) 1 — земля в целом, 2 — Америка. 3 — Африка и Европа. 4 — Азия и Австралия’,
5 — Новая Зеландия.

электросферы имеет максимальное значение, хотя в это время об-
щее число гроз минимально. 1

11.8. Связь между током и грозами. Хогг (1950) указал на то,
что данные измерения тока атмосфера—земля могут дать лучшую

его связь с грозами, чем данные
Из основной формулы (§ 2.18),
имеем:

измерения градиента потенциала,
полученной для хорошей погоды

1==-гГ и

1 См. сноску на стр. 245.
следовательно, использование I вместо Р для определения изме-
нений V исключает влияние изменений г. Аргументы, приведенные
в § 11.5, где говорится о заряде ионосферы, подкрепляют эту идею.
Хогг нашел ожидаемую связь.

Кроме того, Хогг предположил, что существует связь сезонных
изменений тока атмосфера—земля с грозовой активностью. Он по-
дошел к рассмотрению проблемы соответствия сезонных измене-
ний градиента потенциала над океанами сезонным изменениям
тока или проводимости. Хогг объединил данные, полученные в раз-
личных частях земли, и получил величину суммарного тока, теку-
щего на землю. Это дало довольно хорошее соответствие между
сезонными изменениями тока и сезонными изменениями грозовой
активности в предположении, что проводимость над океанами
остается постоянной, как было найдено Торресоном и др. (1946).
Это соответствие было бы более полным, если бы проводимость
имела те же самые сезонные изменения, что и градиент потен-
циала.

11.9. Баланс электрических токов. Если отрицательный заряд
земли сохраняется относительно неизменным, то для земли в це-
лом должен существовать баланс токов, создаваемых различными
процессами, благодаря которым заряд поступает на землю. Вор-
мель (1930) впервые рассмотрел возможность установления та-
кого баланса токов на небольшом участке поверхности земли (для
Кэмбриджа). Позднее для некоторых участков, земли были полу-
чены более точные данные. Эту проблему можно исследовать не-
сколько более подробно, если последовательно рассматривать каж-
дый такой процесс. Были предприняты также попытки определить
баланс токов для земли в целом.

11.10. Токи проводимости. При измерении тока атмосфера—
земля для различных участков земли были получены значения от
1 • 10'12 до 4 • 10~12 А/м2. Приняв для Кэмбриджа величину тока
равной примерно 2 • 10-12 А/м2, Вормель (1930) получил, что за-
ряд, поступающий за год на 1 км2 поверхности земли, составляет
+ 60 Кл. Для Кью величина тока меньше и, согласно Скрэйзу
(1933), равна +35 Кл/км2 в год. Для океанов величина тока при-
мерно равна 100 Кл/км2 в год, а для суши в местах, где нет воз-
мущений, вызываемых загрязнениями, эта величина может быть
еще больше.

Чалмерс и Литтл (1947) обнаружили, что величина тока для
Дурхэма почти соответствует найденной Вормелем величине
2 • 10~12 А/м2. Это дает величину заряда, равную +60 Кл/км2
в год.

Для земли в целом, по данным Краакевика (1961), составляет
примерно 86 Кл/км2 в год (см. § 8.17).

11.11. Конвективный ток. Если ток проводимости измеряется
над слоем обмена, как это было рассмотрено в § 8.17, то конвек-
тивного тока, который только усложнял бы картину, не сущест-
вует. Если, однако, ток проводимости измеряется косвенным мето-
дом в самом слое обмена, то на результаты его измерения влияет
конвективный ток. Величину этого влияния определить довольно
трудно.

Если ток проводимости измеряется непосредственно, то конвек-
тивный ток как таковой измерять не надо, но тогда остается от-
крытым вопрос, является ли рассматриваемый участок земной
поверхности достаточно репрезентативным с точки зрения обра-
зования ионов и заряженных частиц в непосредственной близости
к поверхности земли.

11.12. Разряд с острий. Вормель (1930) измерял ток с отдель-
ного острия примерно в течение четырех лет и получил, что в сред-
нем за год переносится заряд порядка —0,12 Кл. Он предположил,
что в области измерения действовали 800 таких острий на 1 км2,
давая вклад в сохранение отрицательного заряда на земле, равный
примерно —100 Кл/км2 в год. Позднее Вормель (1953а) показал,
что эта величина слишком занижена и предложил увеличить ее до
—170 Кл/км2 в год.

Уиппл и Скрэйз (1936) также измеряли суммарный ток с ост-
рия за некоторый промежуток времени в Кью и (случайно или
преднамеренно) выбрали такое эффективное расстояние между
остриями, которое также дало величину —100 Кл/км2 в год. Более
поздние оценки расстояния между остриями в Кью (см. § 9.24)
показали, что эта величина суммарного тока занижена
в 2—4 раза.

Чалмерс и Литтл (1947) нашли, что суммарный ток с острий
переносит заряд 0,037 Кл за 8 месяцев. Предполагая, что эффек-
тивное расстояние между стандартными остриями составляет 25 м,
они получили величину перенесенного заряда, равную —90 Кл/км2
в год, но позднее было получено более высокое значение. Недав-
ние оценки тока, переносимого через острия в Дурхэме, были про-
изведены для условий, отличных от тех, для которых были сде-
ланы расчеты Чалмерсом и Литтлом (1947), и поэтому они не мо-
гут быть использованы для коррекции их расчетов.

Вывод о том, что суммарный заряд, поступающий в Англии на
1 км2 земной поверхности в год, составляет около —200 Кл, мо-
жет быть пересмотрен, если справедливо положение Маунда и
Чалмерса (1960), заключающееся в том, что покрытые листвой
деревья создают меньшие токи разряда с острия по сравнению
с ожидаемыми (см. § 9.14).

11.13. Токи осадков. Вормель (1930) предположил, что вели-
чина суммарного тока осадков составляет примерно —
20 Кл/км2/год. Это значение является промежуточным между най-
денными Симпсоном (1909) и Шпндельхауэром (1913).

Более поздняя работа Скрэйза (1938) дает, по-видимому, бо-
лее надежный результат, во всяком случае для Кью. По данным
измерений Скрэйза за два года, величина суммарного тока осадков
равна +7 Кл/км2/год, но если использовать данные только за вто-
рой, более достоверный, год, то эта величина будет составлять
+22 Кл/км 2/год.
Чалмерс и Литтл (1947) получили суммарный вертикальный
ток равным +100 Кл/км2/год, из которых 600 Кл соответствовали
условиям хорошей погоды, а 40 Кл — осадкам.

Нужно отчетливо себе представлять, что в величину измерен-
ных токов дождей с помощью экранированного приемника не вхо-
дит весь ток дождя. Скрэйз (1938) собирал только половину
дождя, который попадал в стандартный дождемер. Это, очевидно,
как-то сказалось на результатах, приведенных выше для Кью.

Ввиду того что для тропиков имеется очень мало данных, оцен-
ка величины суммарного тока осадков для земли в целом очень
приблизительна.

11.14. Грозовые разряды. Суммарное действие грозовых разря-
дов на перенос заряда на 1 км2 земли в год зависит, во-первых, от
числа грозовых разрядов и, во-вторых, от величины среднего за-
ряда, переносимого каждым из них.

Для Кэмбриджа Вормель (1930) сначала произвел грубую
оценку величины суммарного заряда, переносимого на землю мол-
ниями. Она составила —20 Кл. Позднее на основании собственных
наблюдений он (Вормель, 1953а) сделал более надежную оценку
и показал, что величина суммарного заряда, переносимого на
землю, составляет лишь 28% величины заряда, содержащегося
в каждом грозовом разряде. Действительно, данные, полученные
при измерении изменений градиента потенциала (Вормель, 1939),
позволили прийти к заключению, что в год на 1 км2 приходится
одна молния, но лишь 0,4 всех молний ударяют в землю, осталь-
ные же грозовые разряды происходят между облаками. Кроме
того, поскольку некоторая часть разрядов переносит положитель-
ный заряд, эффективный коэффициент будет составлять 0,28. Сред-
ний заряд, содержащийся в одной молнии, равен примерно
—20 Кл, так что суммарный заряд на 1 км2 в год, переносимый
молниями в Кэмбридже, равен —5,6 Кл.

Голд (1945а) оценил число молний, ударяющих в землю, по
данным наблюдений близких молний и получил значения, значи-
тельно превышающие те, которые были получены Вормелем. Так,
для Кэмбриджа, по его оценкам, на 1 км2 в год приходится две
молнии. Суммарный переносимый заряд при этом составляет
—28 Кл.

Для Кью частота разрядов значительно больше, чем для Кемб-
риджа, а для Дурхэма гораздо меньше. Из расчетов Вормеля сле-
дует, что величина заряда, достигающего земли, равна примерно
—6,5 Кл для Кью и —5 Кл для Дурхэма, а по результатам Голда,
—32 Кл для Кью и —25 Кл для Дурхэма.

Для того чтобы получить величину суммарного заряда, перено-
симого грозовыми разрядами на землю в целом, Израэль (1953а)
принял, согласно Бруксу (1925), что одновременно на земле про-
исходит 1800 гроз. Считая, что за время каждой грозы в землю
ударяет 60 молний в час и что заряд каждой молнии составляет
20 Кл, причем 80% молний несут отрицательный заряд, а
20% — положительный, он получил величину среднего тока молнии
порядка — 0,67 • 10-12 А/м2, что соответствует примерно —20 Кл/км2
в год.

11.15. Космические лучи. Известно, что первичные космические
лучи, входящие в атмосферу, представляют собой положительно
заряженные ядра. Следовательно, в верхней части атмосферы
имеется положительный ток, текущий на землю. На более низких
уровнях, когда первичные частицы уже образовали вторичные, из-
быток положительно заряженных частиц будет сохраняться, по-
скольку вторичных частиц обоих знаков образуется поровну.
И только тогда не будет избыточного тока, текущего на землю,
когда положительые частицы действительно остановятся.

Было сделано предположение, что вкладом, который дают кос-
мические лучи в вертикальный ток в атмосфере, не следует пре-
небрегать. Однако этот вклад практически неощутим. По оценкам
Рейнольдса (1956), для земли в целом избыточный положитель-
ный ток в верхней части атмосферы равен примерно 0,15 А. В сред-
нем это составляет 10~12 Кл/км2 в год, что значительно меньше за-
ряда, поступающего на землю вследствие действия других рас-
сматриваемых факторов. Кроме того, очень большая часть этих
избыточных положительных частиц останавливается прежде, чем
достигает земли, и в действительности положительный ток на
землю составляет всего лишь несколько процентов от полученной
величины.

11.16. Суммарный перенос заряда. Пользуясь результатами,
приведенными в предыдущих разделах, можно оценить суммарный
перенос заряда для тех мест, где производились отдельные изме-
рения. К сожалению, результаты измерений, проведенных в Англии,
не действительны для мест с иными условиями. В табл. 3 оценки,
сделанные для Дурхэма и Кью и относящиеся к заряду, переноси-
мому молниями, основаны скорее на расчетах Вормеля (1953), чем
на расчетах Голда (1945а).

Таблица 3

Заряд (Кл), переносимый на 1 км2 поверхности земли в год

Место Автор Условия хорошей погоды 1 в Разряд с острий Осадки Молнии Суммарный заряд
Кэмбридж Вормель (1930) +60 —100 +20 —20 —40
Вормель (1953а) +60 —170 +20 —5,6 —96
Дурхэм Чалмерс и Литтл (1947) +60 —90 +40 —35 —25
Ревизд (1957) +60 —180 +40 —5 —85
Кью Чалмерс (1949) +35 —125 +22 —45 —113
Ревизд (1957) +35 —300 +22 —6 —249
Земля в целом Уайт (1950) +100 —30 +20 —20 +70
Израэль (1953а) +90 —100 +30 —20 0

Уайт (1950) оценил суммарный перенос заряда для земли в це-
лом. При этом следует учесть, что его оценка, относящаяся к раз-
ряду с острий, основана на предположении, что над океанами и
другими плоскими участками земли разряда с острий не происхо-
дит. Однако Чалмерс (1952с) пришел к выводу, что суммарный
ток с острий под облаком, как правило, не зависит от природы по-
верхности. Таким образом, следовало бы учитывать разряды с ост-
рий, происходящие над океанами, что привело бы к увеличению
оценки, данной Уайтом.

Используя более или менее надежные оценки для отдельных
факторов, вызывающих перенос заряда на землю, Израэль (1953а)
рассчитал значения компонент баланса, не определяемых точно
экспериментально, чтобы получить ожидаемый замкнутый баланс
для всей земли.

Результаты, полученные в Англии, свидетельствуют об избытке
отрицательного заряда, поступающего на землю. По-видимому,.
такой же (или даже больший) избыток отрицательного заряда бу-
дет поступать на землю в тропических районах. Хорошо было бы
определить, в какие районы будет поступать на землю соответст-
вующий избыток положительного заряда — по всей видимости,
в пустыни, а также в полярные районы.

Если принимать во внимание прогресс, достигнутый в различ-
ных областях науки об атмосферном электричестве, вызывает
удивление то обстоятельство, что в табл. 3 не добавлено никаких
данных со времени предыдущего издания этой книги. 1

11.17. Токи над облаками. Гиш и Уайт (1950) показали, что
в среднем суммарный ток, текущий между верхней частью грозо-
вого облака и электросферой, должен быть равен суммарному
току внутри облака, направленному вверх, а, кроме того, равен и
противоположен по направлению суммарному току, текущему
между облаком и землей. Наиболее простым из этих токов явля-
ется ток между облаком и электросферой, поскольку токов осад-
ков над облаком не существует. По-видимому, нет там и разря-
дов. Проводя самолетные измерения градиента потенциала и про-
водимости в различных точках над грозовыми облаками, Гиш и
Уайт получили величину суммарного тока над грозами. Полеты,
за исключением одного случая, производились гораздо выше гро-
зового облака, на высоте порядка 40 000 футов (12 км). Эффект
заряжения самого самолета учитывался с помощью двух электро-
статических флюксметров, установленных на самолете (сверху и
снизу) для измерения градиента потенциала (см. § 5.38).

Интегрирование по всей площади над грозой дает величину
суммарного тока над облаком, меняющуюся от 0 до +1,4 А, за
исключением того случая, когда самолет проходил сквозь верхнюю
часть облака и величина суммарного тока составила +6,5 А. Если
пренебречь этим случаем, в котором могли иметь место другие

1 В работе Зыковой (1960) указывалось на существование области, где токи
с острий переносят на землю положительный заряд. В работе Филиппова (1967)
показано, что в Сибири на землю поступает избыточный положительный заряд.—
Прим. ред.
токи, сдедняя величина текущего вверх тока была равна
+ 0,5 А.

Аналогичные измерения, основанные на полетах шара-зонда
над грозовыми облаками, были проведены Стерджисом, Рейном и
Кангасом (1957Ь). Для 20 гроз были получены значения тока от
+0,6 до +4,3 А на грозу. Среднее значение равнялось +1,3 А. Ис-
следование этих 20 гроз было проведено в Центрально?! Флориде,
поэтому полученный результат может быть нетипичным для всех
гроз. 1

11.18. Горизонтальные токи. Существуют токи, переносящие
над грозами положительный заряд вертикально вверх, и токи хо-

Рпс. 52. Горизонтальные токи.

рошей погоды, переносящие поло-
жительный заряд вниз. Следова-
тельно, где-то должны существо-
вать горизонтальные токи, замы-
кающие цепь. Нижние горизон-
тальные участки цепи должнц
быть расположены в земле,
а верхние - - в электросфере.

Чтобы более точно определять
горизонтальные токи, Израэль и.
Каземир (1949) исследовали, как
изменяется ионизация, вызван-
ная космическими лучами, в за-
висимости от высоты, и рассчи-
тали уровень,на котором горизон-
тальные токи достигают наиболь-

шей интенсивности. Они нашли,

что при сделанных ими конкретных предположениях этот уровень
находится между 50 и 65 км. Поскольку это значительно ниже
уровня, с которого начинается ионосфера, определяемая по отра-
жению радиоволн, необходимо проводить различие между электро-
сферой и ионосферой.

11.19. Число гроз. Метеорологические наблюдательные станции
регистрируют «дни с грозой», а именно те дни, в которые слышен
гром. Число таких дней определяет изолинию равного числа дней
с грозой в году. Это довольно плохой показатель грозовой актив-
ности на станции, так как нет никакого различия между днями,
в течение которых происходит несколько длительных гроз и днями,
когда происходит одна короткая гроза.

Данные грозорегистратора (см. § 14.37) описывают обстановку
более полно, чем «число дней с грозой» в году, но грозорегистра-
торы еще не достаточно стандартизованы и не нашли широкого
применения. Однако Пирс, Арнольд и Деннис (1962) получили ре-
зультаты, которые показывают, что данные измерений с помощью
грозорегистратора гораздо более тесно связаны с числом дней
с грозой в году, чем это можно было ожидать. Они получили, что

1 См. сноску на стр. 245.
число молний на 1 км2 в год за день с грозой равно 0,40
±0,20.

Брукс (1925) на основе наблюдений числа грозовых дней оце-
нил, что общее число гроз, одновременно происходящих на земле,
равно примерно 1800. Поскольку он не учел того, что в некоторых
случаях в один день происходит более одной грозы, его результат,
вероятно, является заниженным, и общее число гроз будет по-
рядка 3000.

Если считать, что плотность тока атмосфера—земля, опреде-
ленная над океанами Аултом и Маучли (1926), Торресоном и др.
(1946), равна 3,5- 10-12 А/м2, то суммарный ток хорошей погоды на
землю в целом должен быть равен 1800 А. При этом статистика
Брукса показывает, что площадь, занятая грозами, слишком мала,
чтобы изменить эту оценку.

Полагая на основании данных Гиша и Уайта (1950), что ток,
текущий во время грозы вверх, равен 0,5 А, получим, что значи-
тельная часть тока 1800 А может быть скомпенсирована токами,
возникающими во время гроз. Если же учесть величину, получен-
ную Стерджисом, Рейном и Кангасом (1957Ь) и равную 1,3 А, то
для компенсации тока хорошей погоды достаточно было бы 1400
гроз. 1 Можно было бы ожидать, что вклад дает и ток областей,
в которых грозы отсутствуют. Вормель (1927, 1930) показал, что
заметный разряд с острий существует и во время ливней, не даю-
щих молний. Ток в этих условиях был учтен статистикой
Брукса.

11.20. Перенос заряда во время снегопада и негрозового
дождя. Условия во время негрозового дождя и снегопада можно
разделить на две группы в зависимости от того, происходит раз-
ряд с острий или нет. Если разряд с острий происходит, то связь
между зарядом, переносимым дождем, и током с острий можно
объяснить при условии, что дождь, как это обсуждалось в § 10.20,
получает заряд от ионов, образованных в результате разряда
с острий. Так как ток с острий будет больше тока дождя, то ре-
зультирующий ток имеет то же направление, что и ток с острий и,
таким образом, переносит на землю отрицательный заряд. Следо-
вательно, когда происходит разряд с острий, главным образом, во
время ливней и сильных продолжительных дождей, перенос за-
ряда происходит в том же направлении, что и во время гроз.

С другой стороны, если разряд с острий отсутствует, то ток
обычно переносит на землю положительный заряд. Это показы-
вает как непосредственное измерение суммарного тока (Чалмерс,
1956; см. § 10.22), так и косвенная его оценка, произведенная
Симпсоном (1949). В результате продолжительного снегопада (см.
§ 10.47) на землю переносится отрицательный заряд. Если это
справедливо для большинства снегопадов, то могут быть внесены
значительные изменения в данные для тока осадков над землей
в целом.

1 См. сноску на стр. 245.
Глава 12

ГРОЗОВОЕ ОБЛАКО

12.1. Полярность облаков. Молния и другие электрические яв-
ления в грозовых облаках однозначно указывают на присутствие

Рис. 53. Поляр-
ность облаков.

а — облако отрица-
тельной полярности,
б — облако положи-
тельной полярности,
в — облако положи-
тельной полярности
с положительным за-
рядом в основании.

в них больших электрических зарядов, а частота
разрядов внутри облаков, особенно в тропиках,
указывает на присутствие в облаке зарядов ско-
рее противоположного знака, чем зарядов одного
знака. Наиболее важной проблемой грозовых
облаков являются определение величины и отно-
сительного расположения зарядов в облаке. При-
нято считать, что заряды в облаке располагаются
определенным образом, причем заряды одного
знака концентрируются над зарядами другого
знака. Такое облако называется «биполярным»

и считается, что оно имеет положительную по-
лярность, если наверху находится положитель-
ный заряд, и отрицательную полярность — в про-
тивоположном случае.

Много споров было по вопросу, какова поляр-
ность типичного грозового облака. Симпсон
(1927) долгое время считал, что грозовые об-
лака имеют отрицательную полярность, в то вре-
мя как Вильсон (1925) придерживался противо-
положного мнения. Результаты, полученные на'
альтиэлектрографе (см. § 9.16), показали, что
большей частью распределение зарядов следую-
щее: наверху положительный, а ниже отрица-
тельный, при этом часто, а, наверное, и всегда,
в ограниченной области под отрицательным за-
рядом в основании облака концентрируется по-,
ложптельный заряд. Эти результаты были полу-
чены в Англии, а в более ранних исследованиях
в Южной Африке (например, Шонланд, 1928а),
по-видимому, наблюдалось обычное биполярное
облако положительной полярности без доба-
вочного положительного заряда в основании,
однако впоследствии было показано, что и
в южноафриканских грозах существует этот до-
полнительный положительный заряд (Малан,
1952).

12.2. Методы исследования. Одним из мето-

дов получения информации об электричестве гро-
зовых облаков является измерение градиента потенциала ниже
и вблизи облаков. Величины градиентов потенциала в этих
условиях часто оказываются значительно больше величин градиен-
тов потенциала хорошей погоды, поэтому аппаратура, используе-
мая для измерений при хорошей погоде, если не изменить ее
чувствительность, в данном случае оказывается непригодной. Более
определенную информацию дают измерения вариаций градиента
потенциала при ударах молний, это соответствует передаче заряда
от одной части облака другой или от облака земле. Альтиэлектро^
граф, измеряющий градиенты потенциала в атмосфере под и над
облаками и внутри них, дает более конкретные сведения относи-
тельно распределения электричества в облаках.

Рассматривая только электростатические силы (см. § 2.4),
нельзя однозначно по результатам измерений на поверхности
земли установить электрическую структуру облака, даже если об-
лако остается неизменным, сохраняет электрическую структуру и
число наблюдений неограниченно. Если при исследовании облака,
которое движется, а его электрическая структура меняется, можно
произвести лишь несколько измерений градиента потенциала и
только на одной станции, то полученная информация будет содер-
жать мало конкретных сведений и в лучшем случае можно будет
просто предположить ту или иную электрическую структуру облака.
Для получения более определенных результатов необходимо иметь
третью координату, т. е. воспользоваться данными альтиэлектро-
графа.

12.3. Градиент потенциала, обусловленный грозовым облаком.
Для простоты анализа рассмотрим сначала облако, электрическая
структура которого может быть представлена двумя равными, но
противоположными по знаку электрическими зарядами; будем счи-
тать, что эти заряды точечные и расположены друг над другом.
Знак вертикального градиента потенциала у земли должен ме-
няться по мере того, как облако подходит к зениту. В этом можно
убедиться, воспользовавшись следующим общим рассуждением.
Когда облако далеко, можно считать, что оба заряда находятся
практически на одинаковом расстоянии от точки измерения и по-
этому величины градиентов потенциала, наводимые каждым из
зарядов, будут примерно одинаковыми; однако направления от
точки измерения на заряды изменяются, и для верхнего заряда
вертикальная компонента градиента потенциала оказывается
больше. Горизонтальные компоненты для обоих зарядов нейтрали-
зуют друг друга вследствие зеркального эффекта (см. § 2.13). Та-
ким образом, когда положительно поляризованное облако далеко,
градиент потенциала положителен. Однако, когда облако точно
в зените, направления на оба заряда оказываются примерно оди-
наковыми. Но теперь нижний заряд создает больший градиент
потенциала, будучи ближе к точке наблюдения; для близко распо-
ложенного облака положительной полярности градиент потенциала
отрицателен. На некотором промежуточном расстоянии вертикаль-
ный градиент потенциала должен быть равен нулю.

Предположим, что облако имеет положительную полярность
<с зарядом +Е на высоте Н и с зарядом —Е на высоте й; тогда,
если наблюдения ведутся в точке, удаленной по горизонтали от
облака на расстояние /?, вертикальные градиенты потенциала
будут

—ЧЕН +ЧЕН

4тл0(№ + /?2)3/’- И 4^о(Л2 + /?2Р2

Множитель 2 возникает в результате действия зарядов зеркаль-
ного изображения.

Их сумма равна нулю, когда

/?е - ЗА2//2/?2 - А2№ (Л2+№)=0
или

Если считать /г и Н постоянными, это выражение дает величину
/?, для которой градиент потенциала равен нулю, а именно «рас-

+Е

Рис. 54. Градиент по-
тенциала, создавае-
мый грозовым обла-
ком.

стояние реверса», на котором градиент потен-
циала меняет знак. Если А и Н примерно оди-
наковы, то расстояние реверса равно 2Я;
если Н=21г, то это расстояние равно примерно
1,2А.

Однако обычно оба заряда в облаке не
равны друг другу, не располагаются на одной
вертикали и не являются точечными, так что
приведенная теория является весьма упро-
щенной. Тем не менее до тех пор пока
оба заряда не отличаются очень сильно по
величине и наклон соединяющей их линии не
велик, можно сохранить выводы этой простой

теории. Следовательно, для облака положительной полярности
градиент потенциала у земли будет положительным, когда облако
удалено, и отрицательным, когда оно находится близко; точное
расстояние реверса зависит от величин и положений зарядов.
Для отрицательно поляризованного облака знаки будут противо-
положными. Следует, однако, помнить, что даже при росте гра-
диента потенциала в строгом соотвествии с упрощенной теорией
вполне возможно наличие более сложных систем зарядов, которые
будут обусловливать на земле такое же распределение градиента
потенциала.

До сих пор мы рассматривали лишь знак градиента потенци-
ала, а не его величину. Ясно, что градиент потенциала у земли
больше тогда, когда облако расположено ближе к наблюдателю,
и что. для облака с положительной полярностью следует ожидать
наибольшую величину отрицательного градиента потенциала. Если
считать, что все силовые линии, выходящие из облака, оканчива-
ются на земле и ни одна из них не уходит на электросферу и что
облако содержит два равных, но противоположных по знаку за-
ряда, то индуцированные на земле заряды разных знаков будут
также взаимно равны. Однако некоторые силовые линии, выходя-
щие из верхнего полюса, будут уходить на электросферу, а не на
землю, и если проделать вычисления, аналогичные проведенным
в § 12.22, с учетом изменения проводимости с высотой, то получа-
ется, что численная величина нижнего заряда больше, чем верх-
него. Эти результаты означают, что при положительной полярно-
сти облака на любом эффекте, зависящем от градиента потенци-
ала под облаком, будет сказываться преобладание отрицательного
градиента потенциала.

Если обнаруживается, что удаленное облако дает довольно сла-
бый положительный градиент потенциала, а при его приближении
наводится более сильный отрицательный градиент и вновь созда-
ется более слабый положительный градиент потенциала, когда оно
удаляется, то в этом случае, делая выводы о структуре облака,
нельзя исключать по крайней мере возможность, что оно бипо-
лярно и имеет положительную полярность. Однако редко бывает,
что наблюдения являются столь определенными. Обычно на небе
присутствует более одного облака и влияние данного удаленного
облака может оказаться скрытым действием других облаков, кото-
рые в это время находятся в районе измерения.

12.4. Измерения градиентов потенциала, наводимых грозовыми
облаками. Методы измерения градиента потенциала с помощью
коллекторов не очень удобны для измерения градиентов, создава-
емых грозовыми облаками. Если не учитывать обстоятельство, от-
меченное в § 12.3, что при грозовых облаках, в отличие от хорошей
погоды, нужен другой диапазон чувствительности коллектора, сле-
дует иметь в виду, что на коллектор часто сильное влияние оказы-
вает дождь. Помимо этого, градиенты потенциала, наводимые гро-
зовыми облаками, изменяются чрезвычайно быстро и обычно кол-
лекторы не могут регистрировать эти быстрые изменения, так что
получаемые результаты не дают полного представления о реаль-
ном градиенте потенциала.

Аналогичные трудности мешают применять методы индуциро-
ванного заряда для измерения градиента потенциала, впрочем эти
методы вообще не нашли широкого применения при непрерывной
регистрации грозовых градиентов потенциала, исключение пред-
ставляют исследования Малана и Шонланда (1950) и Смита
(1954).

Симпсон и Скрэйз (1937), Симпсон и Робинсон (1940) исполь-
зовали коллектор для грубой оценки величины градиента потен-
циала и определения его знака. На рис. 55 приведены их резуль-
таты, интерпретация которых указывает на то, что грозовые об-
лака, вероятно, имеют обычно положительную полярность, но по
крайней мере иногда в его основании существует другая область
с положительным зарядом.

Часто для измерений градиентов потенциала, меняющихся при
грозах, использовалась пластина или шар без электростатической
защиты (см. § 5.35). Когда поверхность экранирована, возникаю-
щий заряд является мерой индуцированного заряда, а следова-
тельно, и градиента потенциала. Однако очевидно, что экрани-
ровка исключает возможность измерения вариации градиента
потенциала, поэтому такие измерения редко ведутся во время гроз,
а если и проводятся, то не характеризуют истинное поведение гра-
диентов потенциала. Шонланд (1928а), проводя такие измерения,
обнаружил, что градиенты потенциала были отрицательными во
всех 13 грозах, проходивших над станцией; в 10 из 11 удаленных

Рис. 55. Вероятность появления у земли поло-
жительных градиентов потенциала (Симпсон
и Робинсон, 1940).

гроз градиент потенциала
был положительным и в
3 случаях обнаруживался
подлинный реверс. Эти
результаты не оставляют
сомнений относительно
преобладания положи-
тельной полярности гро-
зовых облаков, исследо-
ванных Шонландом в
Южной Африке.

Вормель (1939) про-
вел аналогичные исследо-
вания в Англии. Он ис-

пользовал в зависимости от величины градиента потенциала
шар на высоте 4,8 или 1,5 м от земли, пластину, установленную
заподлицо с землей, или измерительную пластину, обращенную
вниз (перевернутую пластину) и защищенную сверху от осадков,

на которой возникал индуцирован-
ный заряд, обусловленный силовы-
ми линиями, загибавшимися вокруг
защиты (рис. 56). Использован-
ные Вормелем электроды, за исклю-
чением перевернутой пластины,
помимо индуцированного заряда,
обусловленного изменениями гради-
ента потенциала, приобретали заряд
в результате проводимости, а также
и от дождя; во время дождя в ос-
новном использовалась переверну-
тая пластина. Вормель в своих изме-
рениях использовал капиллярный
электрометр (см. § 5.22), который

Рис. 56. Перевернутая измеритель-
ная пластина (/).

поддерживал на используемых в эксперименте измерительных
электродах потенциал земли. При экранировании или экспонирова-
нии электрода капиллярный электрометр регистрировал индуциро-
ванный заряд, а следовательно, градиент потенциала. Однако гра-

диент потенциала довольно правильно можно также оценить по
записям капиллярного электрометра, полученным без экраниров-
ки электродов, поскольку уход нуля, связанный с током проводи-
мости, был весьма незначителен. При анализе данных измерений
Вормель принимал во внимание лишь довольно постоянные зна-

чения градиента потенциала за время, предшествующее ударам
молний, а не быстро меняющиеся его величины сразу после ударов
молний. Вормель связал градиенты потенциала с расстоянием от
центра грозы, находимым по интервалу времени вспышка — гром.
В отличие от Шонланда, он обнаружил градиенты потенциала
обоих знаков как от удаленных, так и от близко расположенных
гроз, при этом градиенты потенциала, связанные с удаленными
грозами, чаще были положительными, тогда как для близко рас-
положенных гроз они чаще были отрицательными. Для самых
близких гроз (ближе 3 км) преобладание отрицательных гради-
ентов было немногим меньше, чем для гроз, находившихся при-
мерно в 5 км, что согласуется с результатами Симпсона и Робин-
сона (1940), приведенными на рис. 55, тогда как Шонланд нашел,
что градиенты потенциала, обусловленные близкими грозами, были
всегда отрицательными. Вормель установил, что отношение отри-
•цательного градиента потенциала к положительному составляет
лишь 2:1. Это, по-видимому, указывает на вполне определенное
различие между грозами в Англии и Южной Африке.

12.5. Измерения с использованием разряда с острия. Другим
методом измерения градиента потенциала под грозовыми обла-
ками является метод измерения токов с поднятого вверх острия.
Как говорилось в главе 9, этот ток зависит от градиента потенци-
ала, хотя, по всей видимости, нелинейно. Преимущество таких из-
мерений в том, что их можно производить на всем пространстве,
где идет гроза, не мешая другим наблюдениям, а также в их ма-
лой инерционности и нечувствительности к дождю. При этом не сле-
дует забывать, что, как отмечалось в § 9.10, ток с острия меняет
знак позже, чем градиент потенциала у земли, и поэтому такой
метод не является совершенным для измерения изменения гради-
ента потенциала. Однако Лютц (1941) отметил, что, очевидно, для
изучения влияния облака на процессы у земли лучше пользо-
ваться данными о токе с острия, чем фактическими данными гра-
диента потенциала у земли. Следует принять во внимание тот
факт, что скорость ветра влияет на ток с острия, однако обычно
скорость ветра не измерялась. Основные результаты измерений,
приведенные в § 9.9, показывают, что повсюду среди поступающих
на землю зарядов явно преобладают отрицательные. При этом
токи с острий не возникают при низких градиентах потенциала и
становятся большими при высоких градиентах. Таким образом, эти
результаты находятся в согласии с предположением, что наиболь-
шие градиенты потенциала под грозовым облаком являются отри-
цательными, что и следовало ожидать непосредственно под обла-
ком положительной полярности.

12.6. Изменения градиента потенциала, вызываемые молниями.
Измерение изменений градиента потенциала, вызываемых молни-
ями, может дать информацию об относительном расположении за-
рядов, переносимых молнией. Такие измерения имеют громадное
преимущество перед измерениями самих градиентов потенциала.
Поскольку изменение градиента потенциала вызвано одиночным
разрядом и часто можно определить, к какому облаку он отно-
сится, то не происходит маскировки влияния исследуемого облака
за счет других облаков, как это случается при измерениях самих
градиентов потенциала.

Интерпретация изменений градиента потенциала при вспышках
молний затруднена в связи с тем, что неизвестно, где возникла
молния: внутри облака или между облаком и землей. Иногда на
этот вопрос можно ответить, используя данные визуальных наб-
людений или тщательно анализируя изменения градиента потен-
циала.

Математический анализ изменений градиента потенциала
можно упростить, если представить, что молния — это, по существу,
перенос заряда от одной точки к другой и что имеет смысл рас-
сматривать лишь те заряды, которые участвуют в переносе.

Молния, которая переносит заряд +Е с высоты Н на высоту
Н, изменяет градиент потенциала на величину, какую имел бы гра-
диент потенциала, обусловленный наличием заряда —Е на высоте
Н и +Е на 1г. Таким образом, если молния вертикальна, можно
воспользоваться теорией из § 12.3 и, следовательно, когда положи-
тельный заряд движется вниз, изменение градиента потенциала
равно градиенту потенциала, создаваемому облаком с отрицатель-
ной полярностью. Итак, для удаленного облака, в котором поло-
жительный заряд движется вниз, изменение градиента потенци-
ала отрицательно, тогда как для близко расположенного облака
оно положительно; облако, в котором вниз движется отрицательный
заряд, может создать реверс поля. Если молния ударяет внутри
облака, то реверс градиента потенциала наблюдается, когда оно
удалено на определенное расстояние — расстояние реверса. Это
расстояние зависит от высоты расположения концов молнии.

При разряде на землю происходит потеря облаком заряда,
при этом в облаке остается только отрицательный заряд, который
создает отрицательный градиент потенциала на земле на любом
удалении от облака, так что молния, переносящая на землю отри-
цательный заряд, приведет к изменению отрицательного градиента
потенциала на положительный. Это можно ожидать, когда проис-
ходит разряд на землю отрицательного заряда из основания
облака положительной полярности.

Пренебрегая возможностью разрядов из вершины облака на
землю, а также на электросферу, можно определить знак измене-
ния градиента потенциала, который следует ожидать в различных
случаях (табл. 4).

Таблица 4

Облако положительной полярности Облако отрицательной полярности
близко далеко близко далеко

Разряд:

в облаке

на землю
По изменениям градиента потенциала, вызванным близкими
молниями, можно определить полярность облака, но его измене-
ния, вызванные далекими молниями, не дают четкой информации
о полярности, если помимо этого не определено независимо,
внутри облака произошел разряд или на землю.

Приведенные выше выводы могут оказаться неправильными,
когда молния сильно отклонена от вертикали, однако чем дальше
молния, тем сильнее она должна отклониться от вертикали, чтобы
вызвать изменения знака, отличающиеся от приведенных в табл. 4.

Эти выводы сделаны без учета «ветвистого разряда», в кото-
ром, согласно предположению Симпсона (1927), заряд покидает
нижнюю часть облака, но не достигает земли, он либо нейтрализу-
ется уже ниже в воздухе объемным зарядом, либо создает такой
же объемный заряд. На основании вышеизложенного поведение
такого разряда должно быть подобно поведению разряда внутри
облака и будет приводить к реверсу градиента потенциала. Од-
нако поскольку при этом процессе происходит дальнейшее сни-
жение расположенного внизу разряда, изменение градиента потен-
циала должно быть прямо противоположным тому, которое
происходит при истинно внутриоблачном разряде. В связи с тем
что ветвистый разряд происходит ниже в атмосфере, чем разряд
в облаке, расстояние реверса для него должно оказаться меньше.

12.7. Измерение изменений градиента потенциала. Вариации
градиента потенциала определялись по изменениям индуцирован-
ного заряда; в основном использовалась аппаратура, рассмотрен-
ная в главе 5. Малан и Шонланд (1950), по-видимому, были
единственными исследователями, которые еще пользовались элект-
ростатическим флюксметром для непрерывных измерений градиен-
тов потенциала и их изменений, производя индикацию катодно-лу-
чевым осциллографом. Аппаратура Смита (1954) была сконструи-
рована для этих же целей. Эпплтон и др. (1926) исследовали
изменения градиента потенциала, происходившие при удаленных
разрядах, используя радиоприемную антенну и различные измери-
тельные устройства, включая катодно-лучевой осциллограф.

Вильсон (1916, 1920) измерял изменения градиента потенци-
ала в основном тогда, когда молнии ударяли на расстоянии не
больше 10 км, и пришел к заключению, что в этих случаях пре-
обладают положительные изменения градиента потенциала, т. е.
что градиент потенциала меняется с отрицательного на положи-
тельный; он возрастает, когда положителен, или уменьшается, ко-
гда отрицателен. Поскольку рассматривались лишь ближние мол-
нии, результаты указывают на положительную полярность
облаков. Шонланд и Крэйб (1927) и Шонланд (1928а) подтвердили
наличие расстояния реверса для разрядов, которые, согласно
визуальным наблюдениям, происходят внутри облака; для удален-
ных молний большинство изменений градиента потенциала было
отрицательным, а те несколько, которые вызвали положительные
изменения градиента потенциала, обычно относились к молниям,
ударявшим из облака в землю. Результаты указывают на то, что
грозовые облака в Южной Африке практически всегда имеют по-
ложительную полярность. Аналогичные результаты, подтверждаю-
щие эти, получил Холлидей (1932) и тоже в Южной Африке.

Эпплтон и др. (1926) нашли, что в подавляющем большинстве
случаев изменение градиента потенциала было отрицательным, т. е.
противоположным по знаку, наблюдавшемуся в большинстве опы-
тов Вильсона. Эта разница в знаках должна быть связана с раз-
личием в средних расстояниях и, очевидно, это есть эффект
реверса, обусловленный разрядами внутри облаков. Если это так,
тогда не может быть сомнений, что облака должны иметь преиму-
щественно положительную полярность. Эпплтон и др. упоминают
об одном случае, когда наблюдалось одиночное грозовое облако,
в котором происходили разряды, при этом переход градиента по-
тенциала от отрицательного к положительному происходил по
мере приближения облака к зениту, и вновь к отрицательному при
удалении облака. Такие изменения могут происходить только при
облаках положительной полярности, когда разряды происходят
внутри него; расстояние реверса было 8—10 км.

Вормель (1939) изучал изменения градиента потенциала, про-
исходящие при молниях, ударяющих на разных расстояниях; эти
исследования продолжил Пирс (1955а). Анализируя наблюдения
Вильсона, Вормеля и свои, охватывающие период свыше 20 лет
(с 1920 по 1949 гг.), с точки зрения величин изменения градиента
потенциала, а также приблизительные данные о расстояниях, Пирс
нашел соотношение числа положительных и числа отрицательных
изменений градиента потенциала. В случаях, когда молнии отме-
чались на расстоянии менее 6 км, соотношение оказалось равным
около 4,4, однако с увеличением расстояния оно уменьшается и при
удалении более чем на 50 км становится равным примерно 1,1.
Пирс не подтвердил вывод Вормеля, что при приближении вспы-
шек молний это отношение становится меньше. Из результатов
Пирса следует, что числа молний, ударяющих на землю и в об-
лаках, примерно одинаковы и что облака имеют положительную
полярность; для молний в облаках расстояние реверса оказывается
около 7 км.

Уиппл и Скрэйз (1936), измеряя разряд с острия, определяли
изменения градиента потенциала, вызываемые молниями, на рас-
стояниях, меньших 5 км, и обнаружили преобладание положитель-
ных изменений в отношении 3,5 : 1.

12.8. Регистрация градиента потенциала и его изменений во
многих пунктах. Если предположить, что заряды в облаке можно
представить в виде двух разнесенных точечных зарядов, то появ-
ляется восемь неизвестных величин, соответствующих трем коорди-
натам и величине каждого заряда. Измеряя градиент потенциала
одновременно на восьми или более станциях, можно определить
все восемь неизвестных величин. Это удается редко, поскольку
обычно на измерения влияет сразу несколько облаков.

Вместо градиента потенциала можно измерять его изменение,
вызываемое молнией, тогда число неизвестных уменьшается до
семи, поскольку заряд движется от одной точки к другой, и изме-
нение градиента потенциала зависит при этом лишь от величины
этого движущегося заряда. Ряд одновременных измерений для по-
лучения характеристик молний впервые был выполнен Воркманом
и др. (1942), позже Бернардом (1951), Хакингом (1954) и Рей-
нольдсом и Нейлом (1955). Результаты в целом согласуются с ре-
зультатами, найденными другими методами.

Фитцжеральд (1956) использовал метод одновременных изме-
рений для исследования зарядов в облаках и при этом провел
довольно подробный анализ возможных ошибок и обоснованности
выводов.

Тамура (1958) использовал этот метод для исследования мол-
ний как внутри облака, так и между облаком и землей. Согласно
. его заключению, в грозовом облаке имеется область, из которой
разряд на землю выносит отрицательный заряд, и другая область,
где возникают межоблачные разряды, отстоящая по горизонтали
от первой. Если снизу еще добавлен положительный заряд, то об-
лако представляет собой двойной диполь, как это постулировал
Кютнер (1950) (см. § 12.17).

12.9. Уменьшение электрического момента. Если в молнии за-
ряд переносится на расстояние с1, тогда происходит изменение
«электрического момента» 714 = 2СМ; множитель 2 вводится для
учета действия электрических зарядов, зеркально отображенных
в земле. Когда измерения проводятся на расстоянии Е, которое
больше г/, изменение градиента потенциала 6Е будет МЦ?.

Пирс (1955а) анализировал изменения градиента потенциала
для нескольких далеких молний и обнаружил обратную кубиче-
скую зависимость как для положительных, так и для отрицатель-
ных величин 6Е. Установленная им средняя величина 714 оказалась
равной около ПО Кл-км, что согласуется с прежними оценками
Вормеля (1939). Подразделение 714 на отдельные компоненты, свя-
занные с различными стадиями развития молнии, будет рассмот-
рено в § 14.29.

Уэнг (1963) нашел, что для Сингапура средняя величина 714
равна 260 Кл • км.

12.10. Предразрядные градиенты потенциала. Уиппл и Скрэйз
(1936) обратили внимание на одно неожиданное обстоятельство:
довольно часто (примерно в 30% случаев наблюдения) градиент
потенциала перед вспышкой молнии оказывался недостаточным
для образования разряда с острия, т. е. был меньше 800 В/м, еще
чаще (около 40%) градиент потенциала после молнии изменял
знак. Вормель (1953а) получил такие же результаты и воспроиз-
вел запись изменения градиента потенциала от —5500 до
+ 37 000 В/м, происшедшего при разряде, удаленном на 3 км. Эти
результаты легко объяснить, если в воздухе под облаком благо-
даря коронированию существует объемный заряд (по теории § 9.18
и 9.23). Тогда низкий предразрядный градиент потенциала объяс-
няется тем, что действие облака в значительной степени нейтра-
лизуется объемным зарядом, тогда как градиент потенциала
противоположного знака, возникающий вслед за молнией, обуслов-
лен самим объемным зарядом. Однако по данным измерения аль-
тиэлектрографов увеличение градиента потенциала с высотой, ко-
торое должно происходить в случае присутствия объемного за-
ряда, не обнаружено.

12.11. Восстановление градиента потенциала после молнии.
Многие наблюдатели отмечали, что после молнии, ударившей на
расстоянии 3 км, градиент потенциала приобретает значение, до-
вольно близкое к его значению до разряда. Кривая, по которой про-
исходит восстановление градиента, близка к экспоненте с постоян-
ной времени в несколько секунд; среднее значение равно 7 с.
Кривая должна быть именно экспонентой, если существуют: 1) по-
стоянная скорость разделения зарядов и 2) противодействующая

Рис. 57. Восстановление градиента потенциала после молнии (Вор-
мель, 19535).

диссипация зарядов, пропорциональная электрическому моменту
облака. Эта диссипация может включать в себя ток проводимости
и другие токи внутри, выше и ниже облака. Вильсон (1920) вычис-
лил, что ток регенерации в облаке должен быть около 5А, Вор-
мель (1953а) —около ЗА.

Тамура (1954) построил кривую восстановления градиента,
предполагая, как Хольцер и Сэксон (1952) (см. § 12.22), что про-
водимость изменяется с высотой. Его теория для разрядов внутри
облака хорошо согласуется с данными наблюдений; он получил
кривую, близкую к экспоненте для удаленных разрядов.

12.12. Восстановление градиента потенциала после близких
ударов молний. Вормель (1939) обнаружил, что при молниях, уда-
ряющих ближе чем в трех километрах, характер изменений гра-
диента потенциала меняется, и в первую очередь происходящие
изменения оказываются значительно кратковременней, чем при
более удаленных молниях. Это можно объяснить быстрым рассе-
янием объемного заряда, который создает высокий градиент по-
тенциала сразу после удара молний. Смит (1951а) использовал
такие результаты для получения численного соотношения между
градиентом потенциала п плотностью тока короны. В несколько
упрощенном виде ход рассуждений Смита следующий. Предполо-
жим, что перед молнией градиент потенциала невелик вследствие
примерного равновесия действия отрицательного заряда в основа-
нии облака и положительного объемного заряда внизу; затем в ре-
зультате вспышки молнии отрицательный заряд исчезает и возни-
кает градиент потенциала X, обусловленный пространственным за-
рядом. Этот градиент потенциала соответствует поверхностной
плотности заряда на земле о, = Хе0. Теперь под действием гради-
ента потенциала X возникает ток короны с острий, плотность /
которого, согласно формуле Уиппла и Скрэйза (1936) (см. § 9.15),
равна ВХ2, и если X достаточно велик, то в этой формуле можно
пренебречь величиной М. Ток 7 образует ионы, которые нейтрали-
зуют объемный заряд и при этом сам ток нейтрализует поверх-
ностный заряд.

Таким образом

, с1а (IX

7 аГ ~~5° м ’

Но 1 = ВХ2, таким образом,

ах ВХ2

Сс1 Ед

Следовательно, при близких ударах молний, когда перед
вспышкой градиент потенциала невелик, его восстановление после
молнии должно происходить по закону йХ1(11~Х2. Это находится
в согласии с результатами Вормеля и позволило Смиту получить
величину В. Простая формула Уиппла и Скрэйза относится к току
с одиночного острия, тогда как В берется для тока через единицу
поверхности, так что Смит смог оценить эффективное расстояние
между остриями (см. § 9.24).

Тамура (1954), (см. § 12.11) рассчитал ожидаемую кривую вос-
становления, так называемую «кривую релаксации» для молний
внутри облака на небольших расстояниях, не рассматривая объ-
емные заряды, вызванные током с острия, и получил результаты,
согласующиеся с наблюдениями.

Для полного объяснения кривых релаксации следует принимать
во внимание как объемный заряд, создаваемый током короны, так
и изменение проводимости с высотой, а это означает, что экспо-
ненциальная кривая релаксации не столь проста, как это кажется;
следовательно, ее связь с током диссипации внутри облака еще
необходимо изучить.

12.13. Время релаксации и время регенерации. Ганн (1954Ь)
отметил, что возникновение электрического заряда в грозовом об-
лаке определяется двумя важными постоянными времени. Имеется
обычное время релаксации е0/Х (см. § 2.27), связанное с процес-
сами проводимости, влияющими на движение зарядов. Значение А,,
а следовательно, и время релаксации внутри облака неизвестны,
но Ганн предположил, что они близки к значениям этих величин
на тех же высотах вне облака. Помимо этого, имеется названное
Ганном время регенерации, зависящее от скорости, с которой про-
исходит разделение зарядов; это время для активного грозового
облака много меньше времени релаксации.
Ганн обнаружил два вида молний: первые происходят внутри
облаков с частотой, зависящей от времени регенерации (см.
§ 14.32), а вторые — между облаком и землей или облаком и воз-
духом с частотой, в 5 или 10 раз меньшей и зависящей от времени
релаксации.

12.14. Проводимость в грозовом облаке. Фрейер (1962) истолко-
вал кривые восстановления градиента потенциала после ударов

°с

-40

-30

-20

-Ю

Рис. 58. Темпера-
туры на уровне
центров зарядов и
у поверхности зем-
ли (Симпсон и Ро-
бинсон) .

молний с точки зрения проводимости внутри
облака и пришел к выводу, что проводимость
в нем, должно быть, примерно в 20 раз выше,
чем на том же уровне в свободном воздухе.

Хотя экспоненциальность восстановления свя-
зана с наличием лишь одной постоянной, кото-
рая была интерпретирована Вормелем (см.
§ 12.11) как величина, связанная со скоростью
разделения зарядов, в действительности, если
есть окончательное состояние, к которому стре-

мится градиент
должна зависеть
ряда.

потенциала, эта постоянная
от скорости диссипации за-

Если выводы Фрейера правильны, тогда'
в процессе разделения зарядов должно происхо-
дить отчасти и возникновение малых ионов.
Однако Чалмерс (1964) подверг критике доводы
Фрейера из-за того, что тот не учитывал токи
короны с острий.1

12.15. Результаты, полученные с помощью
альтиэлектрографа. Основные особенности работ
альтиэлектрографа были рассмотрены в § 9.20.
Результаты (Симпсона и Скрэйза, 1937; Симп-
сона и Робинсона, 1940) указывают на то, что
шары-зонды могут попадать в области с раз-
личными знаками градиентов потенциала,
а в большинстве случаев в область отрицатель-
ного градиента потенциала, расположенную на
наибольшей достижимой высоте над облаком.
Поскольку во время наблюдений облака переме-
щаются и шар-зонд поднимается не вертикально,
имеются трудности при интерпретации некото-

рых результатов, однако в большинстве случаев нет сомнений
в существовании вверху положительного заряда, а внизу отрица-
тельного. Из 15 зондирований 13 различных гроз для 7 было
получено прямое подтверждение наличия положительного заряда
в самой нижней части облака. На рис. 58 показано расположение
центров зарядов.

1 Как было показано Андерсоном и др. (1966), токи коронирования не ска-
зываются на времени релаксации отдельных гроз. Имянитовым (1956) и Имя-
нитовым, Евтеевым и Камалдиной (1969) было показано, что время релаксации
связано с процессом диссипации зарядов внутри облака.— Прим. ред.
Симпсон и Робинсон (1940) показали, что температура в об-
ласти верхнего положительного заряда, как правило, ниже —20° С,
но всегда ниже —10° С. Температура в области отрицательного за-
ряда в 13 случаях из 15 была ниже 0°С и примерно на 15° С выше,
чем у положительного заряда. Нижний положительный заряд
в 5 случаях из 7 обнаруживался ниже нулевой изотермы,

Вероятность наличия (в процентах) положительных градиентов
потенциала изменяется с высотой, как это видно из рис. 59. Кроме
того, из рисунка видно, что существует три области концентрации

Рис. 59. Вероятность наличия
положительных градиентов по-
тенциала на различных высотах
(Симпсон и Робинсон, 1940).

Рис. 60. Вероятность наличия
положительных градиентов по-
тенциала в зависимости от тем-
пературы (Симпсон и Робин-
сон, 1940).

заряда. Это подтверждает и аналогичная кривая, где вместо вы-
соты по оси ординат отложена температура (рис. 60), пунктирная
кривая показывает, что следовало ожидать, если бы в облаке было
лишь два заряда.

Пытаясь по ширине записи альтиэлектрографа получить из ка-
чественных результатов количественные, Симпсон и Скрэйз (1937)
заключили, что градиенты потенциала под облаками много меньше,
чем это следует из теории слоя объемного заряда. Вместо ожидае-
мого роста ширины записи при подъеме от земли к основанию
облака, записи альтиэлектрографа часто имеют постоянную ши-
рину, указывая этим на отсутствие влияния объемного заряда. Эта
проблема была рассмотрена в § 9.23 и 12.10.
Используя радиозонд, Чепмен (1950) получил результаты, со-
вершенно аналогичные результатам наблюдения с помощью аль-
тиэлектрографа.

12.16. Измерения на горе Цугшпитце. Кютнер (1950) выполнил
ряд измерений на горе Цугшпитце (3050 м); обычно эта вершина
находилась выше основания грозовых облаков. Измеряя электри-
чество внутри какой-либо грозы, можно изучить ее поперечное се-
чение на некоторой высоте, а поскольку по данным измерений аль-

Рис. 61. Модель грозовой ячейки по Кютнеру (Кютнер, 1950).

1 — вертикальные потоки воздуха, 2 — граница между восходящими
и нисходящими потоками, 3 — граница области с частичками осадков
(радиоотражение), 4— знаки электрического заряда, 5 —- область, где
крупа увеличивается в размере, 6 — область, где крупа тает, 7 — об-
ласть со снегом.

тиэлектрографом следует, что температура является фактором,
определяющим расположение электрических зарядов в облаке, то
результаты измерения, проведенные при разных температурных
условиях, должны дать поперечные сечения, соответствующие раз-
личным относительным уровням в грозе.

Хотя результаты измерений электричества для отдельных гроз
оказываются различными, в среднем они дают картину, полностью
аналогичную той, которая была получена с помощью альтиэлект-
рографа. Поскольку гора, безусловно, влияет на фактический гра-
диент потенциала, Кютнер измерял лишь его знак по току с ост-
рий. Он обнаружил, что центр области нижнего положительного
заряда находится на уровне, где температура близка к точке за-
мерзания, а не к +3°С, как было получено с помощью альти-
электрографа, центр области отрицательного заряда находится на
уровне, где температура примерно —8° С, а верхний положитель-
ный заряд расположен выше. Центр области верхнего положитель-
ного заряда располагался всегда выше Цугшпитца, и потому его
высота не могла быть измерена. По-видимому, верхний положи-
тельный заряд смещен в наветренную сторону по отношению
к нижним зарядам, так что градиент потенциала чаще бывал по-
ложительным в тыловой части облака, чем во фронтальной.

Кютнер измерял также и другие характеристики облака, кото-
рые могли бы оказаться важными для выяснения причин возник-
новения зарядов в грозовом облаке. По-видимому, нижний поло-
жительный заряд и отрицательный заряд находятся в одном и том
же вертикальном столбе воздуха, в котором образуются ливневые
осадки, наблюдаются сильные нисходящие потоки и возникают
молнии. Главные заряды располагаются внутри облака, а не
в осадках или вне облака. Очевидно, нет принципиального разли-
чия в электрическом строении ливневых облаков, не дающих мол-
ний, и истинных грозовых облаков. Различие между ними чисто
количественное. Аналогичную структуру имеют и снежные шквало-
вые облака, за исключением того, что самая нижняя часть грозо-
вой структуры не обнаруживается в этом случае ни в основании
облака, ни на земле. Необходимым условием грозы является, по-
видимому, расположение основания облака ниже нулевой изо-
термы. Градиент потенциала в центральной области грозового
облака испытывает очень сильные флюктуации, помимо тех, кото-
рые связаны с молнией. Крупный град вовсе не обязательно дол-
жен появляться при грозе, однако мокрая крупа, образующаяся
при замерзании переохлажденных капелек воды на частичках льда,
наблюдается при грозе, очевидно, очень часто.

Согласие в большинстве случаев этих результатов с результа-
тами, полученными альтиэлектрографом, указывает на то, что
гроза развивается на определенном температурном уровне незави-
симо от высоты над поверхностью земли.

12.17. Теория двойного диполя. Результаты, полученные с по-
мощью альтиэлектрографа и на Цугшпитце, указывают на непол-
ноту упрощенной двухзарядной картины грозового облака —сле-
дует еще учитывать нижний положительный заряд. Помимо
основного процесса разделения зарядов, приводящего к возникно-
вению двух главных зарядов, может иметься еще один процесс
разделения зарядов, действующий ниже, который образует нижний
положительный заряд и добавляет заряд к основному отрицатель-
ному. Возможно, нижний положительный заряд возникает благо-
даря какому-то вторичному процессу (см. § 16.35, 16.36, 16.37).

Кютнер (1950) рассмотрел два различных процесса разделе-
ния зарядов, встречающихся на одном уровне в разных местах об-
лака, а также и на различных уровнях. Он заключил, что при каж-
дом процессе заряд, расположенный вверху, остается на облачных
частичках, а нижний заряд выпадает с осадками, так что по этой
причине верхний заряд вскоре оказывается больше нижнего. Кют-
нер считал, что в нижней части облака процесс происходит в его
центре активности, т. е. в области сильных нисходящих потоков
воздуха, и он связал его с ростом крупы, при этом заряды нахо-
дятся при температуре от —8 до 0° С; структуру, образованную
этими зарядами, он назвал «градовый (^гаире!) 1 диполь». Он пред-
положил, что другой процесс разделения зарядов, действующий
в обратном направлении по сравнению с первым процессом, имеет
место в той части облака, где есть снег. Как правило, эта область
располагается позади области с сильными нисходящими потоками,
заряды здесь образуются при температуре —20 и —8° С; такую
электрическую структуру он назвал «снеговым диполем». Сущест-
венным отличием представлений Кютнера от прежних является то,
что возникновение отрицательного заряда приписывается здесь
в основном первому процессу разделения, происходящему в ниж-
ней части облака, а не второму, и этот заряд не находится на од-
ной вертикали с верхним положительным зарядом. Тогда можно
объяснить, почему направление молнии внутри облаков чаще бывает
ближе к горизонтальному, чем к вертикальному, как наблюдали
Воркман, Хольцер и Пельсор (1942).

Схема Кютнера предсказывает различные знаки зарядов осад-
ков, выпадающих с разных высот. Однако при исследовании об-
лака слабого холодного фронта оказалось, что знаки зарядов
осадков, найденные Ганном (1947) (см. § 10.18), противоположны
ожидаемым.

12.18. Градиенты потенциала внутри облаков. Оценки величин
градиента потенциала внутри облаков были проведены по ширине
записей альтиэлектрографа. Однако этот метод не пригоден, когда
градиент потенциала превышает величину, оцениваемую примерно
в 10 000 В/м, и когда величина тока оказывается достаточной для
межэлектродного пробоя. Как было установлено ранее (см. § 9.23,
12.10), есть основания вообще сомневаться в правильности оценок
градиента потенциала, полученных таким методом. Отмечалось,
что альтиэлектрограф редко регистрирует градиенты потенциала
свыше 10 000 В/м. Это было принято за доказательство, что более
высокие значения бывают лишь на очень небольших участках. Од-
нако в действительности возникновение искры указывает на су-
ществование градиента потенциала большей величины. Робинсон
(1951) обратил внимание на то обстоятельство, что в 15% успеш-
ных запусков шаров-зондов их подъем внезапно обрывался при
быстро нарастающем градиенте потенциала, по-видимому, из-за
удара молний в шар-зонд. Фактически по-прежнему получается,
что область облака, в которой градиент потенциала достаточен для
пробоя, меньше области, которая должна быть, если предел про-
боя аппаратуры считать равным 10 000 В/м.

1 Сгаирс! (нем.) — крупа, возникающая при замерзании переохлажденной
воды на ледяных частичках.— Прим, перев.
Россман (1950) сообщил об одном полете буксируемого пла-
нера в непосредственной близости от грозового облака, при этом
прямые измерения максимума градиента потенциала дали вели-
чину 9000 В/м; по-видимому, внутри облака градиент потенциала
может оказаться гораздо выше. Чепмен (1953), используя радио-
зонд, обнаружил в грозовом облаке градиенты потенциала, дости-
гающие 21 000 В/м, а в облаках при ливневых снегопадах — го-
раздо меньшие величины.

Ганн (1948) провел измерения на самолете, пролетавшем через
грозовое облако, и получил существенно большие величины гра-
диента потенциала; в одном случае непосредственно перед разря-
дом молнии градиент потенциала с учетом поправки на влияние
собственного заряда самолета на его поверхности был
—340 000 В/м.1 Ганн установил, что высокие значения градиента
потенциала наблюдаются гораздо чаще, чем это показывают дан-
ные измерений с помощью шаров-зондов. Проводимость самолета
должна приводить к концентрации силовых линий вблизи него,
однако этот эффект не достаточен для объяснения имеющихся
расхождений.

Ганн (1957) обращал особое внимание на то, что при входе
в облако происходит, как он наблюдал, резкое увеличение гради-
ента потенциала. Он связывал это с изменением проводимости,
о чем говорилось в § 2.19. Это же явление наблюдали при изме-
рениях на привязных аэростатах Мур, Воннегат и Ботка (1958).

12.19. Самолетные измерения. Фитцжеральд и Байерс (1962)
использовали самолетную аппаратуру, описанную в § 5.38, при по-
летах вблизи и внутри грозовых облаков и облаков, переходящих
в грозовые. Они нашли, что до начала осадков, по-видимому, су-
ществует лишь незначительное электрическое поле; затем поле
нарастает вследствие роста отрицательного заряда осадков и по-
ложительного заряда, накапливающегося в наковальне облака;
однако были также указания на присутствие и нижнего положи-
тельного заряда. В одном случае крупные градины были заря-
жены отрицательно.

12.20. Градиент потенциала пробоя. Обычно в воздухе при ат-
мосферном давлении для пробоя короткой искрой требуется вели-
чина градиента потенциала около 3 -106 В/м. При давлении и тем-
пературах, существующих в грозовых облаках, эта величина мо-
жет уменьшаться раза в два. Мэкки (1931) установил, что при
наличии капель необходимый для пробоя градиент потенциала
уменьшается, а его величина зависит от радиусов капель; так, для
капелек радиусом 2 мм он равен 1 • 106 В/м. Можно предположить,
что кристаллики льда с их острыми углами в еще большей сте-
пени уменьшают градиент потенциала, необходимый для пробоя
искрой. Однако Лёб (1953) отметил, что происходит весьма ощу-
тимое ограничение эффекта из-за высокого удельного сопротивле-

1 Чалмерс ошибается — без учета поправки.— Прим. ред.
ния льда. Рейнольдс (1954) предположил, что пробой искрой в об-
лаке наступает при градиенте потенциала 1,5-106 В/м.

Норпндер и Салка (1951) установили, что в воздухе при нор-
мальном давлении пробойный градиент потенциала для искр боль-
шой длины равен 4,5- 105 В/м, а на высоте 4 км — характерной вы-
соте грозового облака, он уже равен 2,7 • 105 В/м.

Для возникновения молнии достаточно, чтобы градиент потен-
циала достиг в малой области пробойных величин, этот пробой
распространяется затем далее. Если же, однако, градиент потен-
циала, достаточный для пробоя, возникает у поверхности провод-
ника, тогда разряд будет в виде короны пли разряда с острия и
совсем необязательно в виде молнии.

12.21. Величина и высота основных зарядов. Существуют раз-
личные оценки величины основных зарядов в разных областях ти-
пичного грозового облака. Симпсон и Робинсон (1940) нашли, что
градиенты потенциала ниже и вблизи типичного, по их мнению,
грозового облака будут соответствовать зарядам +24 Кл на вы-
соте 6 км, —20 Кл на 3 км и +4 Кл на 1,5 км. Поскольку они не
учитывали объемные заряды, возникающие из-за коронирования,
реальный заряд в нижней части облака должен быть несколько
меньше.

Гиш и Уайт (1950) нашли, что поля над «менее электрически ак-
тивным» грозовым облаком могут обусловливаться зарядами
39 Кл на 9500 м и —39 Кл на 3050 м.

Малан (1952) нашел, что результаты его наземных измерений
градиента потенциала должны соответствовать 40 Кл на 10 км,
—40 Кл на 5 км и 10 Кл на 2 км, опять-таки без учета объемных
зарядов.

Хольцер и Сэксон (1952) отметили, что различие в проводимо-
сти различных слоев должно обусловливать разные величины
верхних и нижних зарядов (см. § 12.22). Каземир (1965Ь) принял
во внимание также и изменение проводимости в облаке по сравне-
нию с окружающей средой п заключил, что истинные величины
зарядов должны быть гораздо больше: для отрицательного заряда
получается величина —340 Кл. В этих расчетах не учтен направ-
ленный в облаке вверх ионный ток, вызванный коронированием,
который должен менять эффективную проводимость. Однако,
безусловно, имеет большое значение то, что основные рассуждения
Каземира базируются на расчете токов, а не на электро-
статике.

Фитцжеральд и Каннингэм (1965) определили, что высота от-
рицательного заряда по данным измерений, проведенным в полете
сквозь грозу, составляет 8,1 км, и указали, что заключения, кото-
рые можно сделать по данным измерений вне грозы, будут совер-
шенно иными.

Следует отметить, что приведенные в начале параграфа дан-
ные были получены для гроз в разных местах и при разных усло-
виях, так что нельзя ожидать, что величина и высота расположе-
ния зарядов будут одинаковы во всех случаях.
Если не учитывать выводы Каземира, то можно предположить,
что молния нейтрализует значительную часть основных зарядов
в облаке. Однако в облаке может присутствовать гораздо большее
количество зарядов (см. § 16.10), находящихся на разных носите-
лях и не разделенных в пространстве.

12.22. Распределение токов проводимости. Во многих случаях
вычисления распределения зарядов и токов вблизи грозовых об-
лаков основываются на элементарных электростатических принци-
пах, когда земля считается проводником, а воздух — очень плохим
проводником с постоянной проводимостью, электросфера не учи-
тывается. Примером такого упрощенного вычисления могут слу-
жить вычисления в § 12.3. Хольцер и Сэксон (1952) усовершенст-
вовали эту схему расчета, предположив, что простое биполярное
облако находится в среде, проводимость которой экспоненциально
возрастает с высотой. Они приняли величину верхнего заряда рав-
ной 20 Кл и нашли различные величины для нижнего заряда
в зависимости от удаленности зарядов друг от друга; для рассто-
яния 4 км нижний заряд получается равным 45 Кл. Эти резуль-
таты для токов вполне хорошо согласуются с имеющимися дан-
ными наблюдений; согласно измерениям Гиша и Уайта (1950), на
высоте 12 км почти весь ток уйдет в электросферу и лишь очень
малая часть его возвратится на землю. Хольцер и Сэксон уста-
новили, что токи от удаленных на 40 км гроз малы по сравнению
с обычным током атмосфера—земля.

Предположение, что проводимость атмосферы непрерывно воз-
растает с высотой, не согласуется с результатами измерений, по-
лученными на «Эксплорере II» (Гиш и Шерман, 1936), согласно
которым начиная с высоты 19 км и более проводимость падает.

Это обстоятельство должно заставить уточнить предыдущие вы-
воды. Аномалия проводимости должна приводить к возникнове-
нию ощутимых токов от удаленных гроз. Однако в более поздних
измерениях Стерджиса и др. (1955) с помощью шаров-зондов та-
кое уменьшение проводимости на указанной высоте обнаружено
не было, поэтому упрощенная теория, по-видимому, справедлива.

Допустив, что проводимость у основания грозового облака та-
кая же, как и в свободном воздухе на той же высоте, Хольцер и
Сэксон исключили из рассмотрения ток коронирования с острий
между облаком и землей, вклад которого' значителен.

12.23. Радиолокационные наблюдения гроз. Воркман и Рей-
нольдс (1949а) исследовали несколько грозовых ячеек визуально
и с помощью радиолокаторов. Средние данные для 12 гроз, по-
лученные ими, представлены на рис. 62. Одно из самых интерес-
ных результатов их наблюдений — внезапное радпоотражение, ко-
торое должно вызываться появлением достаточно крупных частиц
в облаке. Однако радиоотражение начинается за несколько минут
до того, как осадки становятся видимыми, или перед заметным
проявлением электрической активности. После первого радиоот-
ражения развитие облака не заканчивается, и вершина «радио-
облака» поднимается, хотя остается ниже вершины самого облака.
Затем примерно в то же время, когда возбуждается электрическая
активность и появляются видимые осадки, начинает опускаться
вершина радиооблака.

Рейнольдс (1954) обратил внимание на тот факт, что в Нью-
Мексико облака подчас достигают высоты, где температура равна

Рис. 62. Грозовая ячейка, согласно наблюдениям (Ворк-
ман и Рейнольдс, 1949а).

/ — с этого момента времени облако становится темным из-за
кристаллизации воды, II— появление видимых осадков; III —
начальная кристаллизация (перистые выбросы), IV — с этого
момента времени первичные ячейки неотличимы от вторичных
грозовых ячеек, V — появление радиоэхо, VI — начало электри-
ческой активности (разряд облако — облако, за исключением
одного случая), VII — появление молнии облако — земля; / —
вершина облака на данный момент времени, 2 — вершина по
радноотражению на данный момент времени, 3 — электрическая
активность.

примерно —20° С, при этом молнии не возникают, молнии вообще
никогда не появляются, пока вершина облака не достигнет как
минимум высоты, где температура —25° С.

12.24. Соотношение между электризацией и осадками. На ос-
нове результатов, подобных рассмотренным в § 12.23, Рейнольдс
и Брук (1956) исследовали связь между электризацией, проявля-
ющейся в виде значительного отклонения градиента потенциала от
величины градиента хорошей погоды, и осадками, наблюдаемыми
по отражению радиосигнала на длине волны 3 см. Они пришли
к выводу, что осадки являются необходимым, но недостаточным
условием для начала грозовой электризации. Еще одним усло-
вием, очевидно, должно быть быстрое вертикальное развитие об-
лака. И если это происходит на ранних стадиях жизни облака, то
временной интервал между первым проявлением электризации и
возникновением радиоотражений от осадков должен быть мал.

Мур, Воннегат и Ботка (1958), проанализировав аналогичные
результаты, отметили, что электризация внутри облака может су-
ществовать задолго до того момента, когда ее можно будет об-
наружить с земли. Экстраполируя примерно экспоненциальное
нарастание электрических эффектов к более ранним моментам вре-
мени, они пришли к выводу, что к началу выпадения осадков гра-
диент потенциала внутри облака вполне может в несколько раз
превосходить свою обычную величину. Эти выводы они подтвер-
дили данными измерений с помощью радиозондов и привязных
аэростатов, запускаемых в облако. Итак, по их мнению, электриза-
ция полностью обусловлена быстрым вертикальным развитием об-
лака, а осадки скорее могут быть следствием электризации,
чем ее причиной. Они ссылаются на эксперимент лорда Релея
(1879), в котором было показано, что электризация способствует
слиянию капель. Рассмотрев эту проблему теоретически, Сартор
(1960) показал, что в электростатическом поле слияние капель
значительно убыстряется, даже если капли несут заряды одного
знака. Фрейер (1960 6) получил дополнительные подтверждения
такого эффекта.

Безусловно, необходимо получить дополнительные данные
о том, что происходит раньше —электризация или выпадение
осадков, чтобы решить важную проблему, что является причиной,
а что — следствием.

12.25. Усиление дождя после молнии. Многократно наблюда-
лось, что вскоре после молнии происходит резкое усиление дождя.
Встает вопрос: проливной дождь является причиной молнии или
же молния вызывает ливень или и то и другое есть следствие ка-
кой-то третьей причины? Правильный ответ очень важен для ре-
шения проблемы связи электризации и осадков.

Было высказано предположение, что электрическое поле ка-
ким-то образом удерживает от падения частицы осадков, которые
могут выпасть, когда молния ликвидирует это поле.

Используя радиолокационные наблюдения на Багамских остро-
вах, Мур и др. (1962) обнаружили, что часто вскоре после молнии
возникает новое отражение, указывающее на присутствие крупных
капель, а через несколько минут после его появления обрушива-
ется ливень. Это говорит о том, что вероятнее всего молния вызы-
вает ливень, а не наоборот, и было предположено, что электриче-
ское поле увеличивает вероятность коагуляции капель. Позже
это предположение подтвердил Мур и др. (1964) по данным
наблюдений гроз в Нью-Мексико. Аналогичные выводы были сде-
ланы на основании радиолокационных отражений и подкреплялись
прямыми наблюдениями дождя; усиление дождя иногда сопровож-
далось выпадением града.

12.26. Грозы в теплых облаках. Хотя результаты, полученные
с помощью альтнэлектрографов и на Цугшпитце, указывают на
то, что основной заряд грозового облака находится при темпера-
турах ниже 0° С, имеется несколько сообщений о грозах, развив-
шихся полностью при температурах выше 0°С (Фостер, 1950;
Эпплмен, 1957; Мур, Воннегат, Штайн и Сюрвилас, 1960; Михнев-
ский, 1963). К сожалению, до сих пор нет каких-либо сообщений
об исследовании таких гроз, достаточно подробных, чтобы уста-
новить полярность облака.

Теплые грозы наблюдаются крайне редко, и в исследованных
случаях облака либо продолжали расти после того, как они подни-
мались выше уровня нулевой изотермы, либо быстро разрушались.
Чтобы в облаке могли развиваться грозовые условия, облако дол-
жно быть достаточно мощным, а если его вершина располагается
ниже уровня нулевой изотермы, то основание облака должно на-
ходиться при высокой температуре, а это возможно лишь в тропи-
ческих условиях. Следовательно, очень малое число теплых гроз
скорее является следствием специальных условий, которые необ-
ходимы для их возникновения, чем указанием на то, что эти гро-
зы вообще не существуют либо являются «ненормальностью». За-
тем в таких облаках будут возникать лишь довольно слабые вос-
ходящие потоки воздуха, поэтому, очевидно, и довольно слабые
электрические эффекты.

Если окажется, что эти теплые грозовые облака имеют такую
же полярность, как и обычное грозовое облако, то по крайней ме-
ре, для этих облаков, а по существу, вероятно, и для всех грозовых
облаков будет необходимо найти механизм разделения зарядов,
который бы не требовал наличия льда, поскольку присутствие
льда в таких облаках мало вероятно.

С другой стороны, если окажется, что теплое грозовое облако
имеет полярность, противоположную полярности обычного грозо-
вого облака, то можно будет предположить, что такое облако со-
ответствует необычайно интенсивному проявлению того процесса
разделения, который обусловливает нижний положительный заряд
в обычном грозовом облаке. Тогда (как следствие этого) можно
считать, что, во-первых, нижний положительный заряд образуется
в результате самостоятельного процесса разделения, а не является
просто областью концентрации ионов, возникающих ниже при то-
ках короны с острий, а, во-вторых, что этот процесс разделения,
происходящий в нижней части облака, не может быть связан с та-
янием, как это предполагалось.

Крайне желательно подробнее исследовать полярность электри-
зации теплых грозовых облаков. Это можно сделать, измеряя гра-
диенты потенциала вблизи таких облаков, а еще лучше вариации
градиента потенциала, вызываемые молниями, и фиксируя одно-
временно различия между молниями, ударяющими в облаке и па
землю.

12.27. Нижний положительный заряд. Уильямс (1958) изучил
сведения о нижнем положительном заряде и пришел к выводу, что
он находится во фронтальной области облака, где существует вос-
ходящий поток, вблизи резкой передней границы области осадков,
и простирается на 1 км в направлении движения облака.

Если, как это следует из результатов Кларенса и Малана
(1957) (см. § 14.10), нижний положительный заряд играет важ-
ную роль в образовании молнии облако—земля, то разряд на зем-
лю должен дать информацию о расположении этого заряда.
Уильямс использовал наблюдения Фетериса (1952) для получения
таких результатов.

12.28. «Физическая гроза». Во многих описаниях гроз, в част-
ности у Уолла (1948) и Израэля (1950а), бытует взгляд, что нет
существенного различия между процессами, происходящими в гро-
зовом и негрозовом ливневом облаке: в грозовом облаке гради-
ент потенциала достигает величины, необходимой для разряда, то-
гда как в ливневом облаке не достигает. Тогда можно ввести по-
нятие «физической грозы» — продолжительно существующего лив-
невого облака, в котором градиент потенциала никогда не дости-
гает необходимых для молний величин, но, с другой стороны, об-
лако обладает всеми характеристиками грозового облака. Тогда
молнию в реальной грозе можно считать случайностью второсте-
пенного значения.

С этой точки зрения физическую грозу можно рассматривать
как квазистатическое состояние, при котором токи внутри облака,
над и под облаком должны быть одинаковыми. Величина такого’
тока, найденная по данным измерений Гиша и Уайта (1950), над
грозой в среднем около 0,5 А, а по данным Стерджиса, Рейса и
Кангаса (1957 Ь)—около 1,3 А.1 Следовательно, внутри облака
должен быть процесс или процессы, генерирующие токи в несколь-
ко ампер2, большая часть этих токов замыкается внутри облака.
Остающийся результирующий ток порядка 0,5 или 1,3 А должен
рассеиваться внешними токами выше и ниже облака.

12.29. Различие между грозами и ливнями. Вихманн (1952 Ь)
отошел от схемы «физической грозы», согласно которой молния
не более чем случайность. Он высказал мысль, что разница не
только в интенсивности, но и в характере процессов, происходящих
в ливневых п грозовых облаках, и отметил, что, очевидно, нижний
положительный заряд свойствен лишь грозе и что, наверное, толь-
ко при наличии этого заряда может возникнуть сильный градиент
потенциала, достаточный для возникновения молнии; первоначаль-
но это предположение выдвинул Скрэйз (1938). Согласно этой
точке зрения, имеется несколько процессов, общих для ливней и

1 См. сноску на стр. 245.

2 Как показали Имянитов, Евтеев и Камалдина (1969), токи внутри облака
могут доходить до 100 А.— Прим. ред.
гроз, которые приводят к разделению зарядов в верхней части об-
лака, и, кроме того, только в грозе имеется процесс в нижней ча-
сти облака, который, действуя одновременно с верхним процессом,
создает положительный заряд и сильный градиент потенциала,
приводящий к разряду.

Полностью отвлекаясь от вопроса о втором процессе разделе-
ния зарядов, Вихманн указывает на некорректность идеи рассмот-
рения грозы как квазистатического состояния, поскольку каждая
ячейка грозы является динамическим явлением, все стадии разви-
тия которого проходят за сравнительно короткое время, это время
фактически того же порядка, что и время релаксации нижней ат-
мосферы.

12.30. Грозы в горах. В альпинистской литературе отмечается,
что в горах, по-видимому, существуют грозовые облака двух типов.
Грозы при облаках первого типа ведут себя как обычные грозы —
молнии возникают внутри облака и между облаком и землей и по-
следние преимущественно ударяют в горные вершины. Кроме того,
бывают грозовые облака, в которых молнии возникают, пока об-
лака находятся в свободной атмосфере, но когда такие грозовые
облака окутывают горные вершины, то обнаруживается интенсив-
ная электризация облаков, которая приводит к истечению токов
с многочисленных острий, преимущественно с металлических, та-
ких, например, как ледорубы. Молнии в таких облаках возникают,
когда они приближаются к вершине или, главным образом, когда
удаляются от нее. Очень хороший (возможно, следует сказать по-
разительный) пример такого типа грозы был приведен Мюрреем
(1951). Эта проблема была рассмотрена Смайсом (1950).

По-видимому, в грозах первого типа уровни, на которых проис-
ходит разделение зарядов, расположены выше горных вершин, то-
гда как в грозе второго типа разделение зарядов происходит на
высоте горных вершин, при этом локальные градиенты потенциала
достигают очень больших величин, однако недостаточных для воз-
никновения молнии; когда же облако отходит от вершины, разде-
ление зарядов оказывается достаточным для возникновения
молний.

12.31. Грозы и жесткое излучение. Вильсон (1925) отметил,
что градиенты потенциала внутри грозовых облаков могут оказать-
ся достаточными для ускорения электронов, несмотря на сопротив-
ление воздуха их движению. Он предположил, что такое «разбе-
гание» электронов может явиться источником космических лучей,
однако это предположение было опровергнуто вследствие отсутствия
значительных временных вариаций интенсивности космических лу-
чей. Шонланд (1930) попытался найти эти ускоренные электроны,
но установил, что направление наиболее сильного поля таково, что
оно выводит электроны вверх. Неудачность его попытки обнару-
жить ускоренные электроны подтверждает, что ниже облака гра-
диенты потенциала недостаточно велики. Используя счетчик энер-
гичных заряженных частиц, Шонланд и Вильджон (1933) обнару-
жили эти электроны, появляющиеся одновременно со вспышкой
молнии и чуть раньше ее при грозах, удаленных более чем на
30 км. Они, как и Вильсон и Шонланд, считали, что эти электро-
ны были выброшены вверх, а затем их траектории искривились
магнитным полем. Коэне (1933) и Эпплтон и Боуен (1933) обнару-
жили подобные эффекты, а Холлидей (1934), использовавший ка-
меру Вильсона, срабатывающую от атмосфериков, обнаружил
электроны, движущиеся с севера, которые были особенно заметны,
когда гроза была на западе. Это однозначно согласуется с ожи-
даемым искривлением в магнитном поле земли траекторий элект-
ронов, выброшенных вверх.

Шонланд (1930) обнаружил, что существует заметное ослабле-
ние интенсивности обычных космических лучей непосредственно
под грозой; он приписал это замедлению заряженных компонент
космических лучей в сильных полях грозовых облаков.

12.32. Грозы и «космический шум». Флейтер и Фальконе (1960)
нашли, что грозовые облака могут генерировать излучение на ча-
стоте 18 Мгц, на том же уровне, что и «космический шум», созда-
ваемый радиоастрономическими источниками. Некоторые из этих
проявлений очень похожи на эффекты солнечных вспышек, но на-
блюдаются они гораздо ниже в атмосфере.

12.33. Торнадо. Воннегат (1956), Воннегат и Мур (1958 а) и
Воннегат (1960) предположили, что торнадо, которые вызывают
в Соединенных Штатах Америки такие большие разрушения, обя-
заны своей мощью электрическим эффектам, вопреки мнению, что
электрическая энергия составляет лишь малую часть всей энергии
торнадо, как в случае обычной грозы. Воннегат считает, что энер-
гия торнадо в основном электрическая и что диссипация этой энер-
гии при разрядах увеличивает температурные перепады до вели-
чин, достаточных для поддержания энергии вращения вихря. Вон-
негат (1960) ссылается на некоторые наблюдения интенсивных
электрических явлений в торнадо, а также на Джонса (1955), на-
блюдавшего от 10 до 20 разрядов в секунду. Если энергия каждого
разряда, такая же, как и у обычной молнии, то значит электри-
ческая энергия в торнадо имеется в больших количествах, и Вон-
негат считает, что эта энергия превращается в тепло, а затем в ве-
тер. На основании лабораторных экспериментов Воннегат, Мур и
Харрис (1956) показали, что воздушный вихрь оказывает стаби-
лизирующее влияние на высоковольтный электрический разряд;
они предположили, что для торнадо этот механизм может оказать-
ся существенным.

Если допустить, что энергия торнадо действительно создается
электрическими эффектами, встает вопрос, где возникают
электрические эффекты и почему все грозы не развиваются в тор-
надо. По-видимому, отличительной особенностью торнадо, если от-
вечать сначала на второй вопрос, является концентрация энергии
в малом объеме.

Согласно теории Воннегата о грозовой электризации (см.
§ 16.32), электризация обусловлена конвекцией, а следовательно,
очень локальная электризация торнадо должна быть вызвана
сильной локализацией конвекции. Из более распространенных те-
орий грозовой электризации, согласно которым она зависит от вы-
падения осадков, следует, что должны быть осадки, которые мо-
жно считать первичным явлением.

Чтобы подтвердить или опровергнуть высказанные выше пред-
положения, следует провести дальнейшие исследования типа тех,
что были предложены Воннегатом (1960).

Используя лабораторные эксперименты, в которых моделиро-
вался вихрь, и теоретические исследования, Уилкинс (1964) при-
шел к заключению, что электрические эффекты являются скорее
следствием торнадо, чем его причиной.

12.34. Гром. Хотя дословно на английском языке грозы—это
«громовые бури» («Вшибет» 81огш8), а грозовые облака — «громо-
вые» облака («Ншпбег» с1опб8), раскаты грома производят, оче-
видно, меньшее впечатление, чем сверканье молнии, и сам гром
изучен далеко не так подробно, как молния.

Не вызывает сомнения вторичность явления грома, создавае-
мого звуковыми колебаниями из-за изменений давления, которые
в свою очередь образуются за счет нагрева при ударе молнии. Ре-
мпллард (1960) подробно рассмотрел акустические свойства грома.

Поскольку звук распространяется гораздо медленней света, то
различие между временем прихода света и звука определяет рас-
стояние от наблюдателя до той области разряда, из которой по-
ступает первый звуковой сигнал, т. е. в случае вертикального
удара в землю —от точки падения молнии.

12.35. Космические грозы. Брюс (1959) предположил, что ус-
ловия в атмосфере Земли, когда происходит разделение зарядов,
приводящее к грозам, могут оказаться аналогичными условиям
в «атмосферах» звезд и даже галактик. Он воспользовался идеей
электрических разрядов для объяснения некоторых непонятных
астрофизических явлений, имеющих гораздо больший масштаб как
во времени, так и в пространстве. Рассмотрение интересных пред-
положений Брюса выходит за рамки этой книги.

Глава 13

НЕГРОЗОВЫЕ ОБЛАКА

13.1. Электризация негрозовых облаков. Негрозовые облака
наблюдаются гораздо чаще грозовых и обладают существенно бо-
лее устойчивыми характеристиками. Казалось бы, электрические
эффекты, связанные с их формированием, должны быть изучены
значительно лучше. В действительности, однако, много большая
интенсивность эффектов в грозовых облаках послужила причи-
ной их более подробного исследования, а электрическими эффек-
тами в негрозовых облаках в какой-то степени пренебрегали.
С точки зрения электрических эффектов, на первом месте по-
сле грозовых облаков находятся слоисто-дождевые облака, даю-
щие обложные осадки в виде дождя или снега. Некоторые элект-
рические эффекты наблюдаются также в кучевых облаках хорошей
погоды, высоко-слоистых, слоисто-кучевых и даже в облаках пе-
ристого вида. В этой главе будут рассмотрены, помимо электриза-
ции негрозовых облаков, электрические эффекты в тумане и
дымке.

13.2. Слоисто-дождевые облака. Поскольку измерения в слои-
сто-дождевых облаках с помощью таких приборов, как альтиэлек-
трограф, отсутствуют *, остается лишь та информация, которую мо-
жно извлечь из данных измерений токов и градиентов потенциала
у поверхности земли.

Поскольку все основные характеристики атмосферы и облаков
при длительном выпадении осадков из слоисто-дождевых облаков
можно считать неизменными, то, следовательно, можно воспользо-
ваться условиями квазистационарного состояния; в этом случае
суммарная плотность тока на всех уровнях одинакова и ее можно
определить по данным измерений у поверхности земли.

Согласно результатам Чалмерса (1956), имеется явное разли-
чие между электрическими условиями при выпадении из облаков
дождя и снега (см. § 10.22, 10.24, 10.25). В Англии любые осадки,
достигающие земли в виде дождя, на ранней стадии своего раз-
вития, возможно, были в виде снега. Редко, когда слоисто-дожде-
вые облака целиком находятся при температуре выше точки за-
мерзания, а тогда, даже если осадки обусловлены процессом коа-
гуляции капель, существует вероятность, что частички при своем
развитии поднимутся до уровня, где они замерзнут.

Таким образом, можно считать, что любой процесс, происходя-
щий в снеговом облаке, возможен также и в дождевом облаке,
однако физические условия в снеговом облаке проще, поэтому эти
облака удобнее рассматривать в первую очередь.

13.3. Слоисто-дождевые облака, дающие твердые осадки. По
Чалмерсу (1956), полный вертикальный ток, направленный к зем-
ле от слоистого снегового облака, имеет отрицательный знак (см.
§ 8.11). Если считать условия «квазпстационарными», тогда отри-
цательный ток, направленный вниз, существует на всех уровнях и,
следовательно, ток проводимости над облаком переносит вниз от-
рицательный заряд. Таким образом, потенциал вершины облака
должен быть выше потенциала электросферы, т. е. по отношению
к земле он должен быть больше 4-2,9-105 В.

Чалмерс (1956) установил, что градиент потенциала во время
снегопада из слоистых облаков бывает и положительным, и отри-
цательным, его средняя величина немного меньше нуля. Многие
другие исследователи, например Рейтер (1955 а, 1965), нашли, что

1 Электрические характеристики облаков этого вида подробно исследованы
Имянитовым и Чубариной (1967) на основании самолетных измерений в обла-
ках.— Прим. ред.
снегопад характеризуется положительным градиентом потенциала
у земли.

Если существует процесс разделения зарядов на земле или
у самой ее поверхности, создающий положительный заряд воз-
духа и отрицательный заряд снега, то вертикальный ток в области
между облаком и землей должен поддерживаться положительно
заряженным воздухом, движущимся вверх. Таким образом, если
снег, выпадающий из облака, не имеет заряда, объемный заряд
в области под облаком будет положительным зарядом этого под-
нимающегося воздуха. Пусть Р— градиент потенциала у земли, а
Н— высота основания облака, тогда положительный объемный за-
ряд уменьшает потенциал основания облака до величины, мень-
шей Р/г. Если положить Л=1 км, то даже при Р= +290 В/м потен-
циал основания облака будет меньше +2,9 • 10Б В, а вершина об-
лака, как говорилось выше, будет иметь более высокий потенциал.
Внутри облака должны происходить какие-то процессы разделения
зарядов, чтобы поддерживать в нем такую разность потенциалов.
Если Р меньше +290 В/м, разделение зарядов внутри облака дол-
жно быть более сильным.

Не внушает доверия весьма привлекательная идея, что разли-
чие между дождевым и снеговым облаками вызвано приземными
эффектами, поскольку явления в снеговом облаке не объяснимы,
если рассматривать только приземное разделение зарядов.

Так как в облаке должен иметься некий процесс разделения за-
рядов, то имеет смысл предположить, что этот процесс там един-
ственный, и не рассматривать еще какие-либо процессы.

Таким образом, картина расположения в слоисто-дождевом об-
лаке положительного заряда наверху и отрицательного внизу по-
добна картине расположения главных зарядов в грозовом
•облаке.

Андерсон (1965) .сообщил, что при измерениях над снеговыми
облаками наблюдались токи, переносившие вниз положительные
заряды, что согласуется с вышеизложенным.

13.4. Слоисто-дождевые облака, дающие дождь. Как говорилось
выше, логично предположить, что на раннем этапе своего сущест-
вования дождевые капли выпадают из слоисто-дождевых облаков
в виде твердых частиц. Следовательно, вполне обоснованно счи-
тать, что в дождевом облаке происходит тот же процесс, что и
в снеговом облаке, рассмотренный в § 13.3, приводящий к разде-
лению положительного (вверху) и отрицательного (внизу) заря-
дов. Однако поскольку результаты показывают, что в дождевом
облаке общее разделение противоположно по знаку такой поля-
ризации, в дождевом облаке должен существовать несколько иной
процесс разделения, переносящий отрицательные заряды вверх, а
положительные вниз, и этот процесс должен значительно превос-
ходить процесс, происходящий в облаке с твердыми осадками. Ар-
гументация, подобная той, что использовалась в случае снегового
облака, не может привести к столь однозначным выводам из-за
осложняющего влияния одновременно существующего процесса
разделения зарядов при снеге, но представляется вероятным, что-
в дожде разделение зарядов не происходит на земле или вблизи
нее. Кажется правдоподобным, что специфический для дождя про-
цесс можно связать с таянием.

В слоисто-дождевом облаке, по-видимому, происходят два про-
цесса разделения зарядов, а мы уже знаем, что в грозовом об-
лаке также существуют два процесса. Поскольку в обоих случаях
разделение зарядов в верхней части облака приводит к образо-
ванию положительного заряда вверху, а в его нижней части —
к отрицательному заряду вверху, очень заманчиво предположить,
что в облаках обоих видов происходят одни и те же процессы, но
с разной степенью интенсивности.

13.5. Пассатные кучевые облака. Фитцжеральд (1956) исследо-
вал электрическую структуру небольших кучевых облаков, нахо-
дившихся при температуре выше точки замерзания, вблизи Пу-
эрто-Рико при полетах самолета внутри облаков и рядом с ними.
Полученные результаты указывают на преобладание отрицатель-
ного заряда величиной около 10-3 Кл, а также на присутствие
в верхней части облака положительного заряда. Он предположил,
что заряды могут возникать при селективном захвате ионов в со-
ответствии с процессом Вильсона (см. § 3.11). Фитцжеральд и
Байерс (1958) обобщили эти результаты и показали, что отрица-
тельные заряды концентрируются большей частью в областях
с большим количеством жидкой воды. Лишь только обнаружива-
лись твердые осадки, сразу появлялся положительный заряд, ве-
личина которого превосходила отрицательные заряды полностью
водных облаков.

13.6. Электризация слабых ливневых облаков. Тамура (1956)
исследовал электрическую природу слабых ливневых облаков, по-
являющихся в Японии в холодные сезоны; они имели протяжен-
ность около 2—3 км и создавали градиенты потенциала лишь до-
±2000 В/м, не образуя молний. В семи случаях из десяти найден-
ная полярность облака была отрицательной, а в трех — положи-
тельной, так что разделение зарядов по знаку чаще оказывалось,
противоположным разделению у обычного грозового облака. Было
также отмечено, что очевидной причиной ливней является конвек-
ция и что часто бывают осадки в виде снега. Несомненно, изуче-
ние этих облаков является серьезной проблемой, поскольку метео-
рологические характеристики в них подобны характеристикам в гро-
зовых облаках, хотя протяженность последних меньше. Однако
поляризация этих облаков часто имеет противоположный знак.

13.7. Заряды капелек недождящих облаков. С помощью аппа-
ратуры, установленной на самолете, Ганн (1952) исследовал за-
ряды в теплых кучевых облаках, не дающих осадков (с темпера-
турой порядка 20° С) на высоте около 1400 м. При измерении гра-
диентов потенциала на границе и внутри облака были получены
величины, меньшие 1000 В/м; из этого следует, что внутри облака
может находиться слабый объемный заряд. С помощью цен-
трифуги он собрал все капельки с диаметром, превышающим
примерно 10 мкм, и обнаружил на них заряд около + 1,3 • 10-9 Кл/м3.
Он показал, что эти заряды не возникли за счет дробления капель
в центрифуге, а существовали в облаке на каплях. С помощью
счетчика тяжелых ионов он измерил заряды всех ионов и части-
чек диаметром до 0,01 мкм; измеренный заряд оказался равным
примерно —2,0'10-9 Кл/м3. Заряды капелек диаметром от 0,01 до
10 мкм измерить таким способом оказалось невозможно, а
поскольку облако в целом электрически нейтрально, то заряд та-
ких капелек должен составлять около +0,7 Кл/м3.

Вэбб и Ганн (1955) провели аналогичные измерения в облаках
на двух горных станциях (на высоте около 500 и 2000 м); вели-
чины зарядов оказались в 3—6 раз меньше величин, которые по-
лучил Ганн для облаков в свободной атмосфере, но как крупные
капли, так и ионы знаки имели те же, что и у Ганна. Однако в об-
лаках горных районов, если они в целом были электрически ней-
тральными, капельки размером от 0,01 до 10 мкм были заряжены
отрицательно, тогда как в облаках над равниной такие капельки
заряжены положительно. В некоторых случаях удалось сосчитать
полное число капель диаметром больше 10 мкм, содержащихся
в облаке. Сопоставляя эти данные с данными о зарядах крупных
капель, удалось рассчитать средний заряд на каплю. В резуль-
тате он оказался меньше е — элементарного заряда. Но поскольку
эта величина средняя, а знак заряда не учитывается, вполне воз-
можно, что заряды некоторых капелек составляют несколько е,
как это следует из теории (см. § 13.8).

Тумей (1956) измерял на горных станциях размеры и заряды
отдельных облачных капелек при падении их в переменном гори-
зонтальном электрическом поле по их зигзагообразному следу.
В облаках, где не было льда, он почти всегда обнаруживал на ка-
пельках положительные заряды, заряд капли был в первом при-
ближении пропорционален площади ее поверхности. Когда насту-
пала ледяная фаза, наблюдались также и отрицательные заряды,
а корреляция между размерами и зарядами частиц отсутствовала.

В очень близких условиях, пользуясь методикой, весьма похо-
жей на примененную Тумеем, Филипс и Кинзер (1958) получили
совершенно противоположные результаты. Они обнаружили, что
распределение зарядов отдельных капель около средней величины,
близкой к нулю, подчиняется гауссовскому закону, вместо ощути-
мого преобладания положительных зарядов, найденного Тумеем.
Когда Филипс и Кинзер рассортировали капли по размерам, они
обнаружили, что средний заряд самых маленьких капель был от-
рицательный, а более крупных — положительный, это согласуется
с результатами Ганна. Средняя величина заряда на каплю оказа-
лась равной 1 е и меньше, а абсолютная величина среднего за-
ряда — от 4 до 8 е. Элли и Филипс (1959) продолжили эту работу,
исследовав переохлажденные облака, и получили подобные резуль-
таты, согласующиеся с теорией Ганна (1955 а).

Магоно и Кикучи (1961) измерили заряды крупных облачных
капель (диаметром свыше 40 мкм) в облаках на вершине Маунт-
Тайн (1023 м) и получили результаты, которые согласуются с ре-
зультатами Филипса п Кинзера, Элли п Кпнзера лучше, чем с ре-
зультатами Тумея. Они получили положительные и отрицатель-
ные заряды капель при всех температурах, преобладали, однако,
отрицательные заряды. Распространив это исследование на частич-
ки льда, они обнаружили, что заряд последних больше. Заряды во
всех случаях оказались приблизительно пропорциональными кубу
диаметра. Они обнаружили также, что в большинстве случаев на-
блюдается зеркальный эффект, иначе говоря, противофазный ход
заряда частиц и градиента потенциала.

Беркли, Витлок и Хаберфилд (1958) измерили с помощью са-
молета заряд воздуха, засасываемого из облака трубой с крутыми
изгибами, и обнаружили преобладание отрицательного заряда. По-
скольку более крупные частицы — частицы диаметром больше
1 мкм (как это получилось из расчетов для данных условий) —
ударялись на изгибах о стенки, то, следовательно, отрицательный
заряд обусловливался частицами диаметром меньше 1 мкм. Под
самолетом они еще подвесили цилиндр и рассчитали, что он будет
захватывать частицы больше 10 мкм в диаметре, более мелкие ча-
стицы будут обходить цилиндр вокруг вместе с потоком воздуха.
Было обнаружено, что цилиндр приобретает положительный заряд,
так что их результаты оказались в полном согласии с результата-
ми Ганна. То, что эффект не обусловлен дроблением, по-видп-
мому, полностью подтверждается результатами лабораторных экс-
периментов (см. § 3.23), продемонстрировавших влияние ионов на
заряд частиц.

Витлок п Чалмерс (1956) измеряли градиент потенциала на по-
верхности земли под недождящими облаками, в частности под сло-
исто-кучевыми облаками (см. § 5.61). Они обнаружили эффекты,
которые должны создаваться отрицательно заряженным основа-
нием облака, эффекты лучше выражены для более толстых участ-
ков облака. Аналогичные эффекты исследовал Израэль (1959а).

Способы измерения зарядов облачных капель во время осадков
были рассмотрены в § 10.18.

Рейтер (1965) обнаружил отрицательные заряды в основаниях
развивающихся, но еще не дающих осадков кучевых облаках, а
также в основаниях высоко-слоистых облаков, переходящих в сло-
исто-дождевые. К такому же заключению относительно слоисто-
кучевых облаков пришла Красногорская (1961).

13.8. Теория электризации облачных капелек. Плювинаж (1946)
теоретически рассмотрел захват облачными капельками легких ио-
нов в облаке, которое в основном нейтрально, не обладает значи-
тельным градиентом потенциала, а ионы обоих знаков обладают
одинаковыми свойствами и присутствуют в облаке в равных коли-
чествах. Он показал, что в конечном счете распределение зарядов
по облачным капелькам зависит от размеров капелек. Для спектра
со средним радиусом капелек 2,5 мкм средние заряды были ±5е,
а для спектра со средним радиусом 20 мкм заряды составляли
±14е (где е — элементарный заряд). Вычисления проводимости на
базе этой теории вполне хорошо согласуются с измерениями в гор-
ных туманах (см. § 7.20).

Ганн (1954с, 1955а) разработал довольно похожую теорию и
развил ее для случая, когда полярные проводимости обоих знаков
не равны. Отдельные капельки несут заряды, которые распреде-
лены вокруг среднего значения, равного нулю при равных прово-
димостях, а когда проводимости не равны, их среднее значение
смещено в сторону большей проводимости на величину порядка
1 е заряда электрона. Результаты измерений в облаках (§ 13.7) и
в лаборатории (§ 3.23) согласуются с теорией

13.9. Заряды в дымке и тумане. Во влажных дымках, когда
осадки слишком слабы, чтобы их можно было зарегистрировать,
подчас обнаруживаются слабые токи на землю; их знак часто про-
тивоположен знаку градиента потенциала, следовательно, они не
могут быть током проводимости. Подобные эффекты наблюдали
Нолан (1940), Израэль и Каземир (1952). Скрэйз (1933) показал,
что найденный в этих условиях отрицательный ток может возни-
кать, если каждая капелька переносит около 35 е.

Виганд (1926), Виганд и Франкенбургер (1930) получили, что
в туманах заряды на капельках доходят до 2000 е, однако Плю-
винаж (1945) отметил, что они считали все заряды связанными ка-
пельками и пренебрегли наличием ионов.

Вэбб и Ганн (1955) таким же методом, как для облаков (см.
§ 13.7), измерили заряды капелек и ионов в тумане и нашли, что
средний заряд более крупных капель равен —4 • 10-10 Кл/м3, а
ионов +14-10-10 Кл/м3, что соответствует в среднем менее чем од-
ному элементарному заряду на капельку.

Глава 14

ГРОЗОВОЙ РАЗРЯД

14.1. Исследование молнии. В этой главе в общих чертах опи-
сываются явления грозового разряда. Читателю, желающему по-
лучить более подробную информацию, мы рекомендуем работы
Мика и Перри (1944—1945), Вормеля (1953 Ь), Шонланда (1956),
Мюллера-Хиллебранда (1961), а также исчерпывающую книгу Ма-
лана (1963) или более популярную книгу Шонланда (1964).1 2

Молнии исследовались фотографическим методом с помощью
камеры Бойса. Движущиеся линзы или фотопленка в этой камере
позволяют различить эффекты, которые при визуальном наблюде-

1 Схема электризации рассмотренного вида весьма подробно изложена в ра-
боте Френкеля (1949), в частности из этой работы следует, что расчеты Ганиа
неверны. — Прим. ред.

2 В 1972 г. вышел перевод книги Юмана «Молния». М., Мир. — Прим. ред.
нии относят к одной вспышке, но в действительности они очень
быстро следуют друг за другом. Для фотографирования молнии
необходимо предсказать направление, в котором ее можно будет
увидеть, и правильно установить камеру. Очевидно, что фотографи-
ческий метод применим лишь к разрядам, происходящим ниже
облаков.

Молнию можно изучать и по ее влиянию на электрический гра-
диент потенциала. Некоторая несогласованность результатов фото-
графического и электрического методов наблюдения молнии выз-
вана, во-первых, использованием приборов, реагирующих лишь

Рис. 63. Снимок камерой Бойса (Шонланд и Колленс, 1934).

на очень быстрые изменения, которые пропускаются и фотоаппа-
ратурой, и, таким образом, не замечающих более медленных из-
менений, а во-вторых, существующим явным отличием временного
масштаба процессов, зарегистрированных фотографическим мето-
дом, от временного масштаба процессов, зарегистрированных
электрическим методом. Это отличие вызвано тем, что начальный
этап развития молнии происходит внутри облака и молния неви-
дима.

Непосредственно измерять ток молний затруднительно, так как
невозможно предсказать, куда ударит молния. Исключение состав-
ляют очень высокие здания, такие, как Эмпайр стейт билдинг
в Нью-Йорке, в которые часто ударяет молния. Необходимо
использовать простые приборы, число которых можно легко увели-
чить, так что, установив ряд таких приборов, можно надеяться, что
некоторые из них дадут нужные результаты. Были измерены пи-
ковые значения тока молний, скорости нарастания и спада тока и
суммарный переносимый заряд.

Почти все наиболее интересные результаты исследования
свойств молнии были связаны с грозовыми разрядами между обла-
ком и землей, а не с разрядами, происходящими между облаками
или внутри одного облака.

В настоящее время, когда различные особенности молнии до-
статочно хорошо известны, стало возможным рассматривать всю
вспышку последовательно от начала до конца, вместо того чтобы,
как это было необходимо делать в прошлом, описывать разные ее
характеристики и указывать на их различия.

14.2. Движущаяся камера. Впервые движущуюся камеру для
исследования структуры молнии, по-видимому, применил Вальтер
(1903). Он обнаружил, что одиночная вспышка состоит из целого
ряда отдельных разрядов.

Бойс (1926) впервые сконструировал камеру, которая нашла
широкое применение для исследования структуры молнии. Она со-
стоит из неподвижной фотографической пластинки и двух объекти-
вов, укрепленных на противоположных концах диаметра вращаю-
щегося диска. Каждый объектив смещает изображение вспышки,
если только она происходит не мгновенно. По смещения изобра-
жений от каждого объектива направлены противоположно, так что,
сравнивая две картины и зная скорости вращения объективов, мо-
жно определить направление и скорость процессов видимого раз-
ряда. Поскольку скорости различных процессов сильно отличаются
друг от друга, максимум информации может быть получен только
при использовании двух движущихся камер. Одна из разновидно-
стей такого устройства представляет собой камеру с двумя объек-
тивами, вращающимися со скоростью 50 об/мин, в то время как
еще один объектив движется гораздо медленнее, совершая только
один оборот за 59 оборотов системы с двумя объективами. Бойс,
сконструировав свою камеру, в течение нескольких лет не мог
найти ей применения в Англии. Однако при использовании ее
в Южной Африке, где грозы происходят гораздо чаще и где види-
мость во всех направлениях гораздо лучше, результаты не замед-
лили появиться.

Бойс (1929) усовершенствовал свою камеру, сохранив два объ-
ектива, но закрепив их неподвижно; двигалась фотографическая
пленка. Это позволило давать более простую интерпре-
тацию.

Малан (1957) теоретически рассмотрел проблемы, связанные
с фотографированием молнии, и сконструировал камеру в соот-
ветствии с полученными результатами. Эта камера была снабжена
длиннофокусным объективом с большой апертурой, а пленка в ней,
натянутая на вращающиеся ролики, сама служила приводным
ремнем.
14.3. Основные результаты фотографических измерений. Струк-
тура видимой вспышки молнии, полученная при использовании
камеры Бойса, была описана в ряде статей Шонланда с соавто-
рами (Шонланд и Колленс, 1934; Шонланд, Малан и Колленс,
1935, 1938; Ходжес и Колленс, 1938). Основной особенностью по-
лученных результатов является то, что наблюдаемая вспышка мол-
нии, кажущаяся единой наблюдателю, обычно не является оди-
ночным разрядом, а состоит из целого ряда отдельных процессов,
следующих один за другим. Удобно проводить различие между ви-
димой «вспышкой» и составляющими ее «ударами». Основные ре-
зультаты показывают, что каждая вспышка содержит от 1 до 42
«главных» ударов и что каждому главному удару прокладывает
путь «лидер».

Лидер распространяется из облака на землю. Во многих случаях
лидер первого удара молнии носит ступенчатый характер и обра-
зует значительное число ветвей.

Когда лидер достигает области, находящейся на высоте от 5 до
50 м над земной поверхностью, с какого-нибудь острия, располо-
женного на земле, возникает стример, распространяющийся на-
встречу лидеру; тогда и начинается главный удар, направленный
вверх. Он гораздо мощнее лидера и распространяется по его же
каналу.

Через некоторое время может возникнуть второй удар (состо-
ящий из лидера и следующего за ним главного удара), а затем,
как это часто бывает, третий и последующие удары. Лидеры уда-
ров, следующих за первым, уже не носят ступенчатого характера
(за исключением редких случаев образования ступеней у их ниж-
него конца) и обычно распространяются по тому же самому кана-
лу, что и первый главный удар. Такие лидеры, не носящие сту-
пенчатого характера, называются стреловидными.

Идеализированная картина типичной вспышки молнии, полу-
ченная с помощью камеры Бойса, приведена на рис. 64.

14.4. Электрические измерения. Электрические эффекты, вызы-
ваемые грозовыми разрядами, обычно измеряются по возникшему
изменению градиента потенциала в точке, которая почти всегда
расположена на поверхности земли или вблизи нее. Удар молнии
вызывает два вида сигналов: эффект изменения электростатиче-
ского потенциала и появление электромагнитного излучения.
С первым связаны изменения поля, уменьшающиеся обратно про-
порционально второй и третьей степеням расстояния, в то время
как эффект излучения вызывает изменения поля, обратно пропор-
циональные первой степени расстояния.

Как мы увидим в § 14.5, изменения электростатического поля,
обратно пропорциональные кубу расстояния, дают информацию об
изменении положения движущегося заряда. Это подтверждается
данными измерений, проведенных в непосредственной близости от
разряда. С другой стороны, эффект излучения зависит от ускоре-
ния заряда и является преобладающим на больших рас-
стояниях.
Некоторые из методов измерения изменений градиента потен-
циала уже были рассмотрены (§ 5.34, 12.7). Непрерывная запись
градиентов потенциала в масштабе, достаточно большом, чтобы
зафиксировать быстрые изменения, очень нерациональна с точки
зрения большого расхода материала, на котором эта запись про-
изводится. Это относится и к тому случаю, когда запись ведется
лишь во время гроз, происходящих неподалеку. Кроме того, при
любом типе включающего устройства первые стадии разряда про-
пускаются. Чтобы избежать этих трудностей, Кларенс и Малан
(1951) использовали записывающее устройство магнитного типа.
Перемотав пленку и отобрав интересные участки непрерывной
записи, они стирали оставшуюся часть пленки, а затем снова ее
использовали.

Рис. 64. Фотография типичного вертикального разряда, сделанная с по-
мощью камеры Бойса (Шонланд, Малан и Колленс, 1935).

6 = 10’ мксек. <2=40 мксек, <3=1000 мксек, Т=3 10-4 мксек.

14.5. Электростатическое поле. Электростатический эффект, вы-
зываемый грозовым разрядом, заключается в перемещении заряда
из одной точки или области в другую. Если рассматривать лишь
движущийся заряд и пренебрегать всеми другими имеющимися за-
рядами, то необходимо учесть также эффекты, возникающие из-за
наличия зарядов, индуцированных на проводящей земле. Как было
рассмотрено в § 2.19, эти индуцированные заряды могут быть за-
менены их зеркальным изображением. Таким образом, если дви-
жущийся заряд равен +ф и расположен на высоте Н, то нужно
рассматривать его зеркальное изображение —С? на высоте —Н.
Рассмотрим теперь два заряда, которые образуют электрический
диполь с электрическим моментом Л4 = 2<2/7. Разряд, который пере-
носит заряд <2 вниз на высоту И, изменяет электрический момент
на величину 6Л4=2Р (Н — Н). Для разряда, переносящего заряд на
землю, 6-44 = 2(2/7.

Если применяемые приборы обладают очень малым временем
разрешения, то можно измерить ЬМ не только для всей вспышки
молнии, но также для отдельных ее компонент.
Электростатический потенциал V диполя на расстоянии г, много
большем длины диполя, дается обычной формулой

, г М сов в

1 — 4тге0Г2" '

Следовательно, электростатический градиент потенциала в точ-
ке на поверхности земли равен Л4/4леоГ3.

Изменение градиента потенциала для любых положений за-
ряда, особенно начального и конечного, может быть довольно лег-
ко подсчитано. Но если вспышка молнии не строго вертикальна,
а имеет некоторый наклон, то это следует учесть, считая

----^2

4яео''1 ’

где Г1 и г2 уже не равны.

14.6. Изменения поля, обратно пропорциональные квадрату рас-
стояния до источника. В литературе, описывающей влияние мол-
ний на электрический градиент потенциала, компонента, завися-
щая от 1/г2, часто называется индукционной, но это неверно.

При выводе формулы для потенциала диполя члены, содержа-
щие 1/г, вычитаются один из другого и сокращаются при условии,
что заряды на концах диполя равны по величине и противополож-
ны по знаку. Если же мы рассматриваем диполь, электрический
момент которого меняется, то потенциал в некоторой точке сле-
дует вычислять по величине зарядов и их положению не в рас-
сматриваемый момент времени, а в момент, предшествующий рас-
сматриваемому, смещенный на величину г/с, где г — расстояние
заряда от точки, в которой вычисляется потенциал, а с — скорость
света. Тогда во всех точках, за исключением плоскости симмет-
рии, значения г для двух концов диполя не будут равны друг дру-
гу, и в итоге заряды на концах диполя будут различны. Таким об-
разом, члены, содержащие 1/г, не сокращаются, а в выражении для
градиента потенциала появится член, пропорциональный 1/г2.
Легко показать, что он равен (йМ/сМ)

Отсюда видно, что этот член никоим образом не связан с «ин-
дукцией».

При реальных измерениях этот член играет малую роль, по-
скольку его величина мала как по сравнению с электростатиче-
ским членом для разрядов, происходящих на близких расстояниях,
так и по сравнению с членом, описывающим эффект излучения для
разрядов на больших расстояниях.

14.7. Поле излучения. В учебниках по электромагнитной теории
показано, что излучение частицы, движущейся с ускорением, сво-
дится к созданию электрического и магнитного полей. Отношение
их напряженностей является константой, а векторное произведение
дает вектор Пойнтинга, т. е. интенсивность потока энергии. По-
скольку эта интенсивность должна убывать обратно квадрату рас-
стояния, электрическое и магнитное поля должны быть пропорци-
ональны 1/г.
В учебниках показано, что электрическое поле равно
(^2Л1/Л2)/4леоС2г. Этот член играет роль гораздо большую, чем
другие члены в случаях больших расстояний от источника.

14.8. Магнитные измерения. Вспышка молнии представляет со-
бой ток и поэтому образует магнитное поле. Оно, если его можно
измерить, зависит от величины тока и, таким образом, от (1М/с11 и
изменяется обратно пропорционально квадрату расстояния. Кроме
того, существует магнитная компонента поля излучения, которая,
подобно электрической компоненте, зависит от (12М1(112 и, следо-
вательно, обратно пропорциональна первой степени расстояния.

Действие магнитного поля было измерено двумя способами.
Нориндер (1947) применил рамочную антенну, экранированную от
влияния электростатического поля так, чтобы изменения магнит-
ного поля наводили ЭДС, которая подавалась на интегрирующую
цепь. Таким образом, ему удалось измерить величину напряжен-
ности магнитного поля при условии, что антенна помещалась до-
статочно близко к молнии (менее 5 км), чтобы влияние магнитного
поля было намного сильнее, чем эффект излучения. При соответ-
ствующих предположениях ему удалось определить величину
тока.

Вильямс и Брук (1936) (см. § 14.23) провели прямые измере-
ния магнитного поля с помощью магнитометра с насыщенным сер-
дечником.

14.9. Основные результаты электрических измерений. В ранних
работах по изучению изменений градиента потенциала особое зна-
чение придавалось быстрым, а не медленным его изменениям. Это
происходило отчасти потому, что измерения относились главным
образом к вспышкам молний, происходящим на значительных рас-
стояниях, на которых эффект излучения, вызванного медленными
изменениями градиента потенциала, мал. Отчасти же это происхо-
дило потому, что приборы были сконструированы таким образом,
чтобы могли реагировать на изменения, соответствующие быстрым
эффектам, обнаруженным фотографическим методом. Эпплтон и
Чепмен (1937) обнаружили, что изменения градиента потенциала
можно подразделить на три части, соответствующие ступенчатому
лидеру, главному* удару и длительной стадии разряда. Шонланд,
Ходжес и Колленс (1938) обнаружили хорошее соответствие ме-
жду результатами, полученными электрическим и фотографиче-
ским методами для одной и той же вспышки молнии.

При измерениях, проведенных в Кембридже (Вормель и Пирс,
1948; Пирс, 1952, 1955 а, 1955 Ь; Вормель, 1953 а, 1953 Ь; Пирс и
Вормель, 1953), был использован осциллограф, регистрирующий
медленные процессы в разрядах на расстояниях от 30 до 150 км.
Эти измерения показали, что большая часть суммарного измене-
ния электрического момента происходит не со скоростью видимой
вспышки, а гораздо медленнее. Китагава и др. (1953) получили ана-
логичные результаты, используя электростатический флюксметр и
регистрацию на магнитную ленту.

Это противоречие было разрешено Кларенсом и Маланом
(1957), которым удалось обнаружить два процесса, предшествую-
щие началу видимого процесса. Вероятно, исследователям в Кемб-
ридже не удалось электрическим методом распознать видимый
процесс лидера. Как начальные процессы, так и видимый процесс
лидера первого удара молнии часто носят ступенчатый характер.

По данным электрических измерений, изменения, происходящие
до начала главного, или обратного, удара длятся от 0,05 до 0,4 с;
главный удар (/?) длится несколько миллисекунд; конечное изме-
нение (5) происходит за 0,1 с.

14.10. Начальные процессы. Кларенсу и Малану (1957) удалось
разрешить противоречие в определении продолжительности про-
цессов лидера, обнаруженное при фотографических и электриче-
ских наблюдениях. Оказалось, что процессы, происходящие до
начала главного, обратного удара, гораздо сложнее, чем считалось
раньше. Первый процесс называется начальным, или В-измене-
нием градиента потенциала, за ним следует промежуточный, или
/-изменение, предшествующее видимому /.-изменению. Электриче-
ские изменения, выявившие большую продолжительность этих
процессов по сравнению с обнаруженной при фотографических
наблюдениях, фиксирующих лишь видимую их часть, позволили
объединить все эти процессы в единый процесс лидера.

В-измененпе представляет собой разряд между нижним поло-
жительным и основным отрицательным зарядами. Результаты, по-
лученные для «расстояния реверса» (см. § 12.3), согласуются
с этой интерпретацией. На не очень больших расстояниях В-изме-
нение, длящееся от 2 до 10 мс, иногда носит ступенчатый ха-
рактер.

/-изменение представляет собой заряжение отрицательным за-
рядом уже образованного проводящего канала. Этот процесс про-
исходит непрерывно и, как правило, медленно, за время, доходя-
щее до 0,4 с.

До тех пор пока /-изменение не завершится, истинный лидер,
наблюдаемый визуально (или В-изменение), не может двигаться
к земле. Продолжительность этого /.-изменения соответствует по-
лученной при фотографических наблюдениях.

Такеути, Ишикава и Такаги (1960) обнаружили, что примерно
в 50% всех вспышек молнии существует «предначальный» процесс,
происходящий перед началом «начального» и длящийся даже бо-
лее 0,5 с. До настоящего времени еще нет объяснения этому про-
цессу.

14.11. Ведущий стример (пилот). Шонланд (1938) показал, что
различие между ступенчатым лидером первого удара и стреловид-
ными лидерами последующих ударов заключается в том, что для
последних уже существует ионизованный канал, тогда как для
первого удара необходимо, чтобы наступил пробой воздуха.
Шонланд предположил, что эффективная скорость ступенчатого ли-
дера фактически является скоростью продвижения процесса про-
боя, которое осуществляется стримером, названным им «веду-
щим» (пилотом). Он также предположил, что обычный процесс,
благодаря которому происходит развитие ведущего стримера,— это
процесс ионизации у конца стримера, вызванной электронами, на-
ходящимися в самом этом конце и движущимися под действием
существующего поля. Если градиент потенциала достигает своей
критической величины, при которой начинается процесс иониза-
ции, то скорость продвижения канала будет минимальной и равной
1,0 • 105 м/с. В таких случаях Шонландом было обнаружено лишь
небольшое ветвление молнии. Если же, однако, в области под об-
лаком из-за разряда с острий возник значительный объемный за-
ряд, то градиент потенциала превышает свое минимальное крити-
ческое значение, возрастает скорость пилота и возникает обширное
разветвление молнии.

Шонланд (1953 Ь) детально рассмотрел пилот и отметил, что от-
сутствие ступенчатого характера при измерениях изменений элект-
ростатического градиента потенциала (Чепмен, 1939 и т. д.) пока-
зывает, что пилот и ступенчатый лидер не могут быть объяснены
никакими внезапными пульсациями. Он получил много данных,
свидетельствующих о сходстве пилота молнии с пилотом длинной
искры, полученной в лабораторных экспериментах (Эллибон,
1948).

Пирс (1955Ь) по данным изменений градиента потенциала по-
лучил низкие скорости пилота, вплоть до 1,5-104 м/с, которые пло-
хо согласуются с теорией. Однако эти изменения могли быть выз-
ваны не ведущими стримерами видимых ступенчатых лидеров, а
начальным, или В-изменением, происходящим внутри облака, где
совсем иные условия.

Непосредственного доказательства существования пилота в раз-
ряде молнии не имеется, но без него было бы очень трудно объ-
яснять явления грозового разряда. Величина среднего тока пи-
лота, по-видимому, равна примерно 100 А.

14.12. Ступенчатый лидер. Исследования, основанные на фото-
графическом методе, показали, что ступенчатые лидеры могут быть
разделены на два типа, которые обозначаются а и р. В а-лидерах
длина ступени обычно колеблется от 10 до 200 м, а средняя длина
составляет около 50 м. Средняя длительность ступени примерно
равна 1 мкс, так что средняя скорость продвижения ступени около
5- 107 м/с.

Когда развитие ступени заканчивается, наступает пауза, для-
щаяся от 30 до 100 мкс, после которой возникает следующая сту-
пень. Это дает эффективную скорость распространения, которая и
является скоростью ведущего стримера. Величина ее составляет
от 10Б до 106 м/с.

В ступенчатых р-лидерах эффективная скорость сначала зна-
чительно выше — от 6-Ю5 до 3-106 м/с, но на некоторой стадии
скорость в канале падает примерно до 105 м/с, а иногда разряд
вообще не достигает земли. Верхние участки р-лидера сильно раз-
ветвлены, ярко светятся и имеют длинные ступени. В стадии более
медленного развития он становится более тусклым; ступени уко-
рачиваются.
Фотографические наблюдения показывают, что а-лидеры со-
ставляют примерно 65% всех лидерных разрядов. Однако у неко-
торых из них, тех, что берут свое начало в облаке, стадия быст-
рого развития может быть не видна. Измерения изменений гради-
ента потенциала, проведенные Маланом и Шонландом (1951 а),
показали, что по крайней мере две трети лидерных разрядов, отно-
сящихся к начальной стадии развития молнии, принадлежит
к р-лидеру, но некоторые из них могут являться начальными раз-
рядами (см. § 14.10), а не видимыми ступенчатыми лидерами.

Ведущий стример должен образовать ионизованный канал, вдоль
которого может течь электрический ток, переносящий заряд. Если
ток течет быстрее, чем развивается пилот, то ток догоняет его и
тогда по какой-то причине ступенчатый лидер, переносящий ток,
задерживается, в то время как пилот продолжает развиваться.
Теории, описывающие, как осуществляется этот процесс, будут
обсуждены ниже (§ 14.13).

Сравнивая скорости изменения тока в ступенчатом и обратном
процессах, Ходжес (1954) получил, что величина импульсов тока
в ступенях а- и р-лпдеров составляет примерно 620 и 2600 А со-
ответственно.

14.13. Теории ступенчатых лидеров. Шонланд (1938) выдвинул
два возможных объяснения задержки, которая вызывает ступен-
чатый характер развития лидера. Согласно одному из них, должно
происходить движение электронов вниз по каналу ведущего стри-
мера. Однако часть электронов захватывается атомами и положи-
тельно заряженными ионами, так что требуется некоторое время
для поступления новых продвигающихся электронов, прежде чем
возникнет градиент потенциала, достаточный для того, чтобы ток
продолжался. Согласно другой точке зрения, время требуется для
того, чтобы положительно заряженные ионы скопились под голов-
кой канала лидера и, таким образом, создали на ней достаточный
градиент потенциала. Мик (1939) произвел расчеты на основе пер-
вой идеи Шонланда и, не делая неразумных допущений, получил
согласие расчетов с экспериментом.

Позднее Шонланд (1953 Ь) попытался объяснить ступенчатую
природу лидера уменьшением градиента потенциала перед голов-
кой лидера до значения, при котором он уже не может разви-
ваться в виде термоионизованного канала. Расчеты, основанные на
этой теории, дают хорошее согласие с измеренными средними зна-
чениями радиуса канала лидера (2,5 м) и длины ступени (20 м).

Брюс (1944) предложил совсем иное объяснение, в основе кото-
рого лежит перерастание тлеющего разряда в дуговой. Он рас-
смотрел «коронный разряд», аналогичный разряду с острия, су-
ществующий вокруг канала лидера не только на головке канала,
ио и по всей его длине. Он дал обоснование тому, что условия для
существования дугового разряда будут устанавливаться на неко-
торое время после того, как канал разовьется на определенное
расстояние и, следовательно, возникнут ступени. Мик и Перри
(1944—1945) не согласились с такой точкой зрения ввиду того, что
экспериментальные данные переходного процесса тлеющий раз-
ряд— дуга были получены для металлических электродов с ма-
лым зазором между ними, и применение этих данных к молнии не
оправдано.

Пирс (1955 Ь) применил теорию Брюса для общего описания
процесса лидера и существующих изменений градиента потенци-
ала. Он получил значение для величины тока порядка 600 А. Шон-
ланд (1962) согласился с теорией Брюса и учел, что диаметр
центрального канала «дуги» составляет, по-видимому, лишь 2 мм
при температуре порядка 10 000° С.

14.14. Стреловидный лидер. Лидеры второго и последующих
ударов являются не ступенчатыми, а стреловидными. Стреловид-
ные лидеры аналогичны ступеням ступенчатого лидера. Однако
поскольку ионизованный канал уже существует, необходимость
в пилоте и ступенях отпадает. Так как ионизация в канале стре-
ловидного лидера «старше», чем у ступенчатого лидера, рекомби-
нация и диффузия носителей заряда происходят интенсивнее, а по-
этому и степень ионизации в канале стреловидного лидера ниже.
В результате скорость стреловидного лидера меньше скорости от-
дельных ступеней ступенчатого лидера, но больше скорости пи-
лота. Значения скорости стреловидного лидера составляют от
1 • 106 до 2- 107 м/с.

Если между последующими ударами молнии пройдет больше
времени, чем обычно, то степень ионизации может быть настолько
низкой, особенно в нижней части канала, что возникает необходи-
мость в новом пилоте для повторной ионизации воздуха. Это объяс-
няет отдельные случаи образования ступеней на нижних концах
лидеров, предшествующих не первому, а последующим главным
ударам молнии.

14.15. Стримеры, идущие вверх. Поскольку лидер распространя-
ется вниз по направлению к земле, перенос заряда по каналу про-
исходит в том же направлении и, следовательно, градиент потен-
циала вблизи земли возрастает. Напряженность поля, необходимая
для ионизации при столкновениях, примерно равна 30000 В/см.
Этой величины напряженность поля достигает вблизи острий, де-
ревьев и т. п. даже до начала вспышки молнии, что порождает
токи с острий. Но, когда приближающийся лидер вызывает зна-
чительное возрастание градиента потенциала, область, в которой
напряженность поля достигла величины примерно 30 000 В/см, ста-
новится больше, и развиваются направленные вверх стримеры, бе-
ря начало на остриях, деревьях и даже на незначительных высту-
пах на земле. Один из этих направленных вверх стримеров в кон-
це концов соединяется с лидером и образует точку, в которую
«бьет» молния.

Голд (1945 Ь) рассмотрел условия, необходимые для образова-
ния идущего вверх стримера, и пришел к выводу, что длина стри-
мера будет зависеть от величины заряда, переносимого лидером,
и от высоты острия, с которого начинается идущий вверх стример.
Обычно высота точки, в которой происходит соединение идущего
вверх стримера с лидером, может колебаться от нескольких метров
для слабого удара, идущего к земле, до 50 м и более для силь-
ного удара, идущего к острию, возвышающемуся на несколько
метров над поверхностью земли. Голд (1947) обсудил несколько
снимков, которые подтверждают эти основные выводы.

14.16. Главный, или обратный, удар. Как только лидер одной
из своих ветвей достигает земли, образуется хорошо проводящий
ионизованный канал, соединяющий распределенный по разветвлен-
ному лидеру отрицательный заряд с землей. Заряд с конца этой
ветви лидера быстро стекает на землю. При этом кажется, что
возникающий таким образом главный, или обратный, удар распро-
страняется вверх как удар положительного заряда. Но так как све-
чение является результатом изменения движения зарядов, то на
самом деле эти эффекты вызваны движущимися отрицательными
зарядами. В ветвях первого лидера распределен большой заряд,
который также стекает на землю, как только обратный удар до-
стигнет точки ветвления. При этом обратный удар, который, как
кажется, распространяется вверх по главному каналу, по-види-
мому, распространяется вниз по ветвям и догоняет лидер, продол-
жающий свое движение по ветви, но со скоростью, много меньшей,
чем скорость обратного удара.

Поскольку обратный удар переносит заряд вдоль ионизован-
ного канала, его скорость больше, чем эффективная скорость ли-
дера, и имеет величину от 2 • 107 до 1,5 • 108 м/с. Величина макси-
мального тока обычно составляет 2 • 104 А, хотя иногда и дости-
гает 105 А.

Так как стреловидный лидер движется быстрее ступенчатого,
ионизация вблизи головки лидера в момент начала обратного уда-
ра для стреловидного лидера «моложе», т. е. более интенсивная,
чем для ступенчатого. Поэтому обратный удар, следующий за
стреловидным лидером, может быть более мощным и обладать
большей скоростью, чем тот, который следует за ступенчатым ли-
дером.

14.17. Ток обратного удара. Брюс и Голд (1941) использовали
результаты измерений токов в проводниках, в которые ударяла
молния, и получили выражение

1{=10 [ехр (—а/)--ехр(—₽/)],

где Ц, 10— токи в моменты времени I и 0 после начала обратного
удара.

Они получили следующие средние значения констант: ц>=
=28 кА, а = 4,4- 104 и р = 4,6- 10Б. Пирс (1960) отметил, что, вероят-
но, существует различие между обратным ударом, следующим за
первым лидером, и обратными ударами, следующими за соответ-
ствующими последующими лидерами. Это различие возникает из-
за разницы в «возрасте» ионизованного столба (см. § 14.16).Для
первого, ступенчатого, лидера время исчезновения ионизации вбли-
зи головки канала относительно велико (порядка десятков милли-
секунд), а для последующих стреловидных лидеров это время
намного меньше (около 1 мс). Пирс предположил, что для ударов,
следующих за первым, константа р будет меняться от 4,6 • 105 до-
7-Ю5.

Барлоу, Фрей и Ньюмен (1954) предположили, что в выраже-
нии для й должен существовать третий, более медленно убыва-
ющий член, и Хепберн (1957) показал, что этот член необходим
для объяснения интенсивностей атмосферпков с частотами ниже
1 кГц.

Основываясь на результатах магнитных измерений (см. § 14.8),
Нориндер (1951) получил величины токов в обратных ударах,
пользуясь той же самой формулой, что и Брюс и Голд. Однако он
получил следующие значения для констант: 1о=20 кА, а = 7-103 и
Р = 4-104. Эти значения очень сильно отличаются от полученных
Брюсом и Голдом. Согласно их данным, максимальное значение
тока, равное 20 кА, достигается в момент времени ^=5,6 мкс,
а спадание тока до половины максимального значения происходит
за 20 мкс. По данным же Нориндера, ток достигнет максималь-
ного значения 12 кА при /=53 мкс, а спад до половинного значе-
ния произойдет за 200 мкс. Пирс (1958) предпринял не увенчав-
шуюся успехом попытку объяснить существующее расхождение
наличием тока короны, окружающей канал лидера. Малан (1963)
отметил, что, по представлениям Нориндера, во всем канале течет
один и тот же ток. Поскольку на ранних стадиях развития про-
цесса ток течет главным образом в нижнем конце канала, расхож-
дение этих результатов может быть частично объяснено.

14.18. Диаметр канала. Шонланд (1937) обработал фотоснимки,
на которых следующие один за другим обратные удары были сме-
щены ветром относительно друг друга, так что можно было каж-
дый удар наблюдать отдельно и определить его диаметр. Он по-
лучил, что средний диаметр канала обратного удара равен 16 см.

Хилл (1963 а) показал, что размер собранных им «фульгами-
тов» (см. § 14.35) является доказательством того, что диаметр ка-
нала составляет всего лишь несколько миллиметров.

Юман (1964) измерил отверстия, пробитые в стекловолокне мол-
нией, и нашел, что диаметр отверстий в некоторых случаях состав-
лял от 2 до 3,5 см, а в ряде других случаев — от 2 до 5 мм.

14.19. Многократные удары молнии. В большинстве случаев
после завершения развития лидера и обратного удара через неко-
торый промежуток времени возникает еще один удар, состоящий
из стреловидного лидера и обратного удара. После этого могут
возникнуть аналогичные повторные удары, следующие друг за дру-
гом примерно через равные промежутки времени. В ряде случаев
может наблюдаться затяжной разряд, сопровождаемый длитель-
ным послесвечением.

Шонланд (1938) предположил, что лидеры последующих ударов
начинаются из новых центров заряда и распространяются по на-
правлению к первоначальному центру или каналу. Брюс и Голд
(1942) предположили, что этот процесс развивается в противопо-
ложном направлении, а именно от первоначального канала к но-
вому центру. Канал находится под потенциалом земли после пер-
вого обратного удара и несет положительный поверхностный за-
ряд, индуцированный отрицательным зарядом облака. Градиент
потенциала вблизи канала, по-видимому, имеет наибольшее значе-
ние. В противоположность этому, Перри (1944) и Мак-Кенн (1944)
предположили, что процесс образования зарядов внутри облака
может происходить достаточно быстро для того, чтобы новые за-
ряды успели образоваться вблизи первоначального центра. Резуль-
таты, полученные при наблюдении соединительных лидеров (см.
§ 14.25), говорят о том, что, очевидно, истине больше соответст-
вуют предположения Брюса и Голда (1942).

Последующие удары обычно распространяются по каналу, соз-
данному первым ударом. Однако известны случаи (например,
Вальтер, 1936), когда молния проходит по другому каналу. Кита-
гава, Брук и Воркман (1962) обнаружили, что если канал пере-
стает светиться на время более 90 мс, то он уже теряет свою
проводящую способность, и следующий удар не в состоянии рас-
пространяться по тому же каналу. В таких случаях должен воз-
никнуть новый ступенчатый лидер, образующий новый канал. В не-
которых случаях последующий удар только частично следует по
пути предыдущего, а затем отклоняется и, вероятно, следует вдоль
ветви, которая в первоначальном ударе была не в состоянии до-
стичь земли.

14.20. Число повторных ударов. При рассмотрении числа повтор-
ных ударов молнии нужно отличать отдельные комбинации ли-
дер— обратный удар от незначительных изменений свечения, та-
ких, например, как /(-изменения (см. § 14.26). Это различие не
всегда можно заметить на фотографиях.

В некоторых работах было зарегистрировано большое число
отдельных максимумов свечения. Оно равнялось 54 (Воркман,
Брук и Китагава, 1960), 48 (Малан, 1956) и 40 (Ларсен, 1905). По
не все из этих максимумов свечения представляют собой отдель-
ные комбинации лидер—обратный удар. В случае Воркмана, Бру-
ка и Китагавы таких комбинаций было всего 26, а в случае Ма-
лана— 16. Воркман, Брук и Китагава (1960) пришли к выводу,
что во вспышке, которую наблюдал Ларсен, было не более 16 от-
дельных комбинаций лидер — обратный удар.

Число ударов во вспышке молнии должно зависеть от положе-
ния различных центров заряда. Наблюдения, проведенные как
в Англии (Пирс, 1955 а), так и в Южной Африке (Шонланд, 1956)
показывают, что во время фронтальных гроз происходит гораздо
больше многократных ударов, чем во время тепловых гроз. Это
согласуется с представлением о фронтальной грозе, которая про-
тяженнее п сложнее тепловой грозы. Число ударов во вспышке
молнии, по-видимому, заметно не зависит от географической шп-
роты.

Брюс и Голд (1942) рассмотрели относительную частоту раз-
ного числа ударов во вспышке молнии на основе ряда наблюде-
ний, проведенных главным образом в Южной Африке, и обнару-
жили, что более 50% всех вспышек имеет по крайней мере два
обратных удара, а 25% —четыре. Более поздние наблюдения дали
еще больший процент многократных ударов молнии, а именно:
62% (Пирс, 1955 а), 78% (Шонланд, 1956), 81% (Нориндер и
Кнудсен, 1961), 83% (Китагава и Кобаяси, 1958), 86% (Китагава,

Число импульсов

Рис. 65. Распределение многократных ударов молнии.

/ — Шонланд, 2 — Китагава и Кобаяси, 3 — Пнрс, 4 — Нориндер и Кнуд-
сен, 5 — среднее значение.

Брук и Воркман, 1962) и 87% (Малан, 1956). Некоторая часть
данных представлена на рис. 65. Отсюда следует, что многократ-
ные вспышки в среднем составляют 80% (пли даже больше) всех
вспышек, причем среднее число ударов во вспышке молнии равно
трем.

14.21. Промежутки времени между обратными ударами. Брюс и
Голд (1942) нашли, что промежуток времени между обратными
ударами равен в среднем 70 мс. Однако из анализа Шонланда
(1956) следует, что длительности промежутков времени между об-
ратными ударами распределены по биномиальному закону с наи-
более вероятным значением порядка 45 мс, причем это распреде-
ление имеет длинный хвост, — Пирс (1955 а) получил среднее зна-
чение длительности, равное 65 мс. Китагава и Кобаяси (1958)
в нескольких случаях обнаружили большие длительности проме-
жутков между обратными ударами, но число промежутков, пре-
вышающих 500 мс, составляло менее 1% и не было зарегистриро-
вано ни одного случая, чтобы длительность промежутка превы-
шала 1 с.

Как отмечалось в § 14.19, Китагава, Брук и Воркман (1962)
обнаружили, что ионизованный канал уже через 90 мс не в состо-
янии поддерживать развитие вновь образованного стреловидного
лидера. Таким образом, можно ожидать, что это время является
наибольшим промежутком между ударами, распространяющимися
по одному и тому же каналу. Однако если существует длительный
ток (см. § 14.23), ионизация поддерживается, и после прекраще-
ния тока вновь образованный стреловидный лидер может распро-
страняться по каналу.

Вспышка, которую наблюдал Ларсен (1905), длилась 624 мс,
Малан (1956) — 1,5 с, а вспышка, наблюденная Воркманом, Бру-
ком и Китагавой (1960), длилась рекордное время — целых 2 с.

14.22. Длительность и частота разрядов. Анализируя данные
регистрации изолированных гроз, занимающих большую площадь,
Брук и Китагава (1960 а) сделали следующие выводы: для изо-
лированных гроз средняя продолжительность отдельной вспышки
молнии, по-видимому, пропорциональная величине переносимого
заряда, увеличивается с увеличением частоты разрядов. Но для
гроз большой протяженности средняя длительность промежутка
между разрядами находится в обратной пропорциональной зависи-
мости от протяженности грозы, как будто гроза, занимающая
большую площадь, состоит из ряда отдельных независимых гро-
зовых очагов.

Брук и Китагава (1960 а), измеряя интегральную длительность
всех разрядов за некоторый промежуток времени, определили «ин-
декс грозовой активности».

14.23. Длительные токи. Обычно, рассматривая молнию, счи-
тают, что она состоит из отдельных дискретных процессов. Однако
Малан (1954) обнаружил, что довольно часто имеют место мед-
ленные изменения градиента потенциала в заключительной стадии
молнии — 5-изменения. Чаще всего они происходят после вспышек,
число ударов в которых меньше четырех. Считают, что эти мед-
ленные изменения вызваны непрерывным разрядом из областей об-
лака, расположенных выше тех, из которых возникли предыдущие
отдельные удары. Малан предположил, что разряд будет непре-
рывным, а не прерывистым, если зарядов в облаке будет доста-
точно для поддержания ионизации в проводящем канале ниже об-
лака. Это подтверждается тем фактом, что непрерывное свечение
наблюдалось фотографически почти в том же проценте случаев,
в котором электрическим методом было зарегистрировано медлен-
ное изменение градиента потенциала в заключительной стадии
молнии. Однако прямой связи между этим изменением градиента
потенциала и послесвечением получено не было. Малан предполо-
жил, что заряды из облака переносятся импульсными и непрерыв-
ными разрядами вверх вплоть до изотермы с температурой —41й С.

Позже Китагава и др. (1962), а также Брук и др. (1962) обна-
ружили, что примерно в 50% многократных вспышек после обрат-
ного удара хоть один раз, да возникает длительный ток, наблюда-
ющийся по крайней мере в течение 0,04 с, а иногда 0,5 с. Эти дли-
тельные токи никогда не возникают после первого обратного удара
молнии, чаще всего они связаны с последним ударом. Длительные
токи дают значительный вклад в величину суммарного заряда, пе-
реносимого вниз молнией. Те вспышки, которые включают в себя
длительный ток, переносят почти вдвое больший заряд, чем те, ко-
торые его не содержат. Величина длительного тока колеблется от
38 до 130 А. Во время длительного тока часто можно заметить из-
менения тока и свечения, в некоторых случаях аналогичные /(-из-
менениям (см. § 14.26).

Длительные токи можно обнаружить также в разрядах, уда-
ряющих в высотные здания (например, Эмпайр стейт билдинг, см.
§ 14.39) и в мачты в Альпах (Бергер, 1961). Величина этих токов
того же порядка, что и токов при разрядах на землю.

Вильямс и Брук (1963) применили другой метод для измере-
ния длительных токов. Они использовали магнитометр с насыщен-
ным сердечником для измерения магнитного поля, образованного
длительным током. Определив расстояние по данным измерений
промежутка времени между вспышкой молнии и ударом грома или
с помощью ряда звукометрических микрофонов и предположив из-
вестной длительность удара, они смогли найти величину тока,
среднее значение которого равнялось 184 А, т. е. было того же по-
рядка, что и значение, найденное другими методами. Средняя
величина заряда, переносимого на землю длительными токами, как
было найдено, равняется 31 Кл, что представляет собой значитель-
ный вклад в суммарный заряд вспышки.

14.24. Высоты центров зарядов. Высоты центров зарядов можно
определить, измеряя электрические эффекты, производимые обла-
ками. Были получены различные значения высоты центра отрица-
тельного заряда: 3 км (Симпсон и Робинсон, 1940), 3,3 км (Гиш
и Уайт, 1950), 5 км (Малан, 1952), 6 км (Рейнольдс и Нейл, 1955),
6—8 км (Тамура, 1958) и 3—6 км (Такаги, 1961). Различия между
этими значениями могут быть связаны с различием местополо-
жения исследуемых гроз; так, высота заряда зависит от таких
факторов, как температура.

Детальные исследования высоты центров зарядов, обусловли-
вающих последовательные удары многократной вспышки, были
проведены Маланом и Шонландом (1951 Ь). Они применили пять
различных методов, включающих главным образом измерения гра-
диента потенциала. Полученные результаты показали, что в боль-
шинстве случаев последовательные удары происходят из центров
зарядов, расположенных, вероятно, на одной вертикали, но на раз-
ных высотах и поэтому связанных с одним и тем же очагом грозы.
Хэкинг (1954), для того чтобы проверить, что последовательные
удары исходят из областей с возрастающей высотой, использовал
результаты одновременных наблюдений на трех станциях. Однако
он обнаружил, что в некоторых случаях эти области значительно
смещены по горизонтали. Данные, полученные Бруком и др.

Рис. 66. Высота разряда в зависимости от порядкового номера удара.

/ — Брук, Китагава и Воркман, 2 — Малан и Шонланд, 3 — Итикава.

(1962), показали, что увеличение высоты разряда в зависимости от
порядкового номера удара в Нью-Мехико аналогично увеличению,
полученному в Южной Африке (рис. 66).

14.25. Соединительные лидеры. Малан и Шонланд (1947) наблю-
дали изменения градиента потенциала, происходящие за время ме-
жду последовательными обратными ударами молнии. Эти измене-
ния они объяснили движением заряда, участвующего в соединении
различных центров зарядов, обусловливающих отдельные удары.
Оказалось, что во многих случаях возникающее при этом проме-
жуточное изменение градиента потенциала отрицательно на малых
расстояниях и положительно на больших. Это соответствует дви-
жению в облаке отрицательного заряда вниз, а положительного —
вверх.
Малан и Шонланд (1951 а) обнаружили, что при промежуточ-
ных изменениях градиента потенциала в семи случаях положи-
тельное поле сменялось отрицательным и лишь в одном случае —
наоборот. Предполагается, что в этих семи случаях положитель-
ный заряд двигался вверх как раз на таком расстоянии, что возни-
кающий реверс был аналогичен «петлям» Смита (см. § 14.30).
Оценки расстояний и высот согласуются с этим предположением.

Брук и Воннегат (1960) провели визуальные наблюдения за
промежуточными процессами и обнаружили, что многие из них
происходят в горизонтальном направлении гораздо чаще, чем в
вертикальном. Это показывает, что явления в Нью-Мехико сходны
скорее с явлениями в Англии, чем с явлениями в Южной Африке
(см. § 14.24).

Такаги (1961) обнаружил, что промежуточный процесс, подоб-
но разряду внутри облака, представляет собой медленное движе-
ние положительного стримера, после которого начинается более
быстрое движение отрицательного заряда. В разряде облако—
земля положительный стример соединительного лидера движется
от верхней части главного разряда, соединяясь с другими отрица-
тельными центрами зарядов. Заряды из этих центров переносятся
на землю либо частью длительного тока, либо последними удара-
ми многократной вспышки молнии.

14.26. Малые быстрые изменения. Кобаяси и др. (1958) наб-
людали быстрые изменения электрического поля с малой ампли-
тудой, названные К-изменениямп, между разрядами на землю и
после них. Эти /(-изменения обнаруживаются по изменениям све-
тимости и по высокочастотным пульсациям. Они происходят через
нерегулярные промежутки времени (от 4 до 30 мс) и объясняются
нейтрализацией малых концентраций отрицательного заряда в об-
лаке.

14.27. Эффекты, вызываемые разрядами, происходящими на
близких расстояниях. Малан и Шонланд (1947) исследовали элект-
рические и оптические эффекты, вызываемые разрядами, которые
происходят на расстояниях, не превышающих 6 км. С помощью
пускового устройства, разработанного Шонландом и Элдером
(1941), им удалось получить фотографии разрядов, происходящих
днем. Вормель (1953 Ь) указал, что, поскольку пусковое устройство
срабатывает при внезапных изменениях градиента потенциала, оно
гораздо легче фиксирует удары, обладающие явными ступенча-
тыми лидерами, и не регистрируют тех, у которых ступенчатые ли-
деры отсутствуют. Таким образом, характерная картина при та-
ком отборе разрядов искажена.

Интерпретация результатов, полученных при изучении разря-
дов, происходящих на близких расстояниях, отличается от интер-
претации результатов, полученных для более удаленных разрядов,
поскольку в первом случае электростатические эффекты преобла-
дают над эффектами излучения. Для близких разрядов изменение
градиента потенциала, вызванное лидером, имеет форму «крюка»
и всегда соответствует переносу отрицательного заряда вниз. Про-
!1И»‘

должительность этого процесса больше, чем вспышек молнии, наб-
людаемых визуально; в работе, выполненной совсем недавно, это
объяснено на основе начального разряда (см. § 14.10).

Изменения градиента потенциала, обусловленные лидерами
близко расположенных разрядов, редко проявляют «ступенчатый»
характер, который можно было бы ожидать от ступенчатого ли-
дера. Однако такой характер изменения проявляется для более
удаленных разрядов. Для близких разрядов преобладают электро-
статические эффекты, следовательно, перенос заряда осуществля-
ется непрерывно движущимся пилотом, а не ступенчатым лидером.
С другой стороны, для удаленных разрядов преобладает эффект
излучения электромагнитного поля, зависящий от ускорения за-
ряда, так что малые заряды, движущиеся в ступенях с большим
ускорением на больших расстояниях, производят более заметные
эффекты. К аналогичным выводам пришли Чепмен (1939) и Пирс
(1955 а, Ь). Статистические результаты об относительном числе
ступенчатых и неступенчатых лидеров могут быть ошибочными,
поскольку ступенчатые лидеры при визуальных наблюдениях за-
метны лучше, а пусковое устройство при ступенчатых лидерах сра-
батывает надежнее.

Восстановление градиента потенциала после близких разрядов
было рассмотрено в § 12.12.

14.28. Разряды, переносящие положительный заряд на землю.
Разряды, которые для удаленных молний дают отрицательное изме-
нение градиента потенциала и в то же время быстрое ^-измене-
ние, характерное для переноса заряда на землю, происходят до-
вольно редко. По оценке Брюса и Голда (1941), примерно 10%
разрядов, ударяющих на землю, переносят положительный заряд,
а Пирс (1955 а, Ь) обнаружил, что около 10% разрядов на землю
содержат по крайней мере один положительный удар. Ишикава
(1961), однако, определил, что доля разрядов, переносящих по-
ложительный заряд на землю, составляет менее 4% всех разрядов
на землю и менее 1 % вообще всех грозовых разрядов.

Изменения электрического момента, связанные с такими раз-
рядами, велики, и процесс прохождения лидера и процесс заклю-
чительной стадии вспышки молнии длятся необычайно долго. На
основании этих факторов можно предположить, что эти положитель-
ные разряды происходят из верхней части облака, а не из ниж-
него положительного заряда. Бергер, на которого ссылается Шон-
ланд (1962), обнаружил, что существуют положительные разряды
в более поздних стадиях гроз, когда отрицательные заряды уже
перенесены на землю молниями, а остающийся в верхней части
облака положительный заряд уменьшается. Сообщалось, что в та-
ких случаях заряды и токи исключительно велики, до 100 Кл и
1,8- 105 А соответственно.

Китагава и др. (1953) обнаружили несколько случаев разря-
дов, в которых положительный заряд переносится на землю при
одиночном ударе. Они объяснили, что в этих случаях разряды
происходят из нижнего положительного заряда.
Многократные положительные разряды происходят чрезвычай-
но редко, и вероятнее всего, что за первым положительным ударом
будет следовать второй отрицательный, а не положительный
удар-

Каземир (1962) выявил случаи, в которых при разряде на
землю имеет место отрицательное изменение градиента потенци-
ала. Поэтому считали, что в. этих случаях на землю поступает по-
ложительный заряд. Фактически же в них большое отрицатель-
ное изменение градиента потенциала происходит в начальных про-
цессах (§ 14.10) и меньшее положительное изменение — в основ-
ном разряде, таким образом, в итоге на землю поступает относи-
тельный заряд.

14.29. Изменения электрического момента. Согласно таблице
Пирса (1955а), в которой приведены средние изменения электри-
ческого момента на различных стадиях молнии для разрядов, со-
стоящих только из одного удара, эти изменения следующие: /,=
—35 Кл • км, /? =—29 Кл • км, 5 = —25 Кл • км.

Для вспышек, состоящих из двух ударов, Ь = 31 Кл-км, 7?] =
= —28 Кл-км, Д2 = —34 Кл-км и 5 =—19 Кл-км, когда оно при-
сутствует. В 29% случаев, когда имеется /-изменение, его среднее
значение равно —13 Кл-км.

По Пирсу, /.-изменение включает в себя В- и /-изменения (см.
§ 14.10).

14.30. Внутриоблачные разряды. Пирс (1955 а) показал, что
очень быстрое /^-изменение градиента потенциала имеет место
лишь тогда, когда вспышка молнии достигает земли. Для разрядов
внутри облака все изменения градиента потенциала оказываются
более медленными и длятся примерно 0,2 с.

Китагава и Брук (1960) сопоставили записи изменений гради-
ента потенциала для разрядов на землю и в облаке. Они обнару-
жили, что сначала обе записи значительно отличаются друг от
друга. Как на одной, так и на другой зарегистрированы импульсы,
но в то время как для разрядов на землю их средняя частота по-
вторения равна примерно 80 мкс, для разряда в облаке она при-
близительно равняется 680 мкс. В последующих частях записи
характеристики разряда в облаке точно соответствуют характери-
стикам изменений соединительного лидера, или /-изменениям меж-
ду уларами многократной вспышки на землю (см. § 14.25). Что
касается К-изменений (§ 14.26), то они присутствуют в обоих слу-
чаях. Китагава и Брук предположили, что различия в начале
записи могут быть вызваны различием температур, а следователь-
но, разным количеством присутствующих водяных капелек, которые
влияют на пробой воздуха (см. § 12.20). При разрядах на землю
отрицательный заряд находится в среднем на уровне, где темпе-
ратура —-6° С, а при разрядах в облаке центр диполя располага-
ется примерно на уровне, где температура —18° С.

Пирс (1955а) проанализировал записи грозовых разрядов
в Кэмбридже (Англия) и подвел итог наблюдениям за направле-
нием движения заряда (табл. 5).
Таблица 5

Разряды на землю Внутриоблач- ные разряды Суммарное число разрядов
Перенос отрицательного заряда вниз Перенос положительного заряда 35 40,5 75,5
вверх Перенос зарядов в обоих направле- 2,5 11 13,5
НИЯХ 1,5 9,5 11
Итого 39 61 100

Смит (1957) исследовал медленные изменения градиента по-
тенциала, вызванные внутриоблачными разрядами и длящиеся не-
сколько десятых долей секунды. Многие из них имеют форму «пе-
тель», представляющих собой изменение градиента потенциала
сначала в одном направлении, а затем в другом. Смит объяснил
это, исходя из представления о расстоянии реверса (см. § 12.3).
Если одна часть разряда находится ближе расстояния реверса,
а другая часть — дальше, то градиенты потенциала будут изме-
няться в противоположных направлениях. Анализируя полученные
результаты, Смит показал, что в большинстве разрядов с единич-
ной петлей должен существовать движущийся вверх отрицатель-
ный заряд, т. е. что разряд начинается вблизи нижнего полюса.
В ряде случаев имеют место двойные петли, где дважды меняется
знак изменения градиента потенциала. Появление петель труднее
объяснить, но можно показать, что они не могут быть объяснены
на основе представления о наклонных разрядах, входящих в «зону
реверса» и покидающих ее. Либо разряд должен изменить направ-
ление, либо должны существовать еще два почти одновременных
разряда, причем один из них, вероятно, начинается из верхнего
заряда почти в то же самое время, когда другой разряд начина-
ется из нижнего заряда, и они встречаются в промежуточной
точке.

Брук и Китагава (1960а), основываясь на модели Хольцера и
Сэксона (1952) (см. § 12.22), предположили, что во время длитель-
ной грозы суммарное число обратных ударов должно приблизи-
тельно равняться суммарному числу внутриоблачных разрядов.
Это справедливо и для всех гроз, произошедших в течение не-
которого длительного промежутка времени. Брук и Китагава при-
вели некоторые результаты, соответствующие этим выводам.

Такаги (1961), а также Огава и Брук (1964) в противополож-
ность Смиту (1957) обнаружили, что началом большинства вну-
триоблачных разрядов является появление стримера из положи-
тельно заряженной верхней части облака, движущегося со ско-
ростью порядка 106 см/с. Когда этот стример одной из своих ветвей
достигает места концентрации отрицательного заряда, возникает
быстрое направленное вверх движение заряда величиной примерно
1 Кл со скоростью примерно 108 см/с на расстоянии около 1 км.
Вполне вероятно, что Смит не наблюдал положительного стри-
мера, а его результаты обусловлены движением вверх отрицатель-
ного стримера, обнаруженного Такаги.

Такаги нашел, что иногда почти одновременно с положитель-
ным стримером существует и медленно движущийся направленный
вверх отрицательный стример. Таким образом, разряд в облаке
включает в себя два объединенных стримера.

По оценке Такаги, протяженность локальных концентраций
заряда достигает примерно 100 м, что находится в согласии с про-
тяженностью грозовой «субъячейки» или «башенки».

Огава и Брук (1964) обнаружили, что /(-изменения (см.
§ 14.26) были сравнимы с обратными ударами, и их вполне легко
можно было принять за токи, возникающие, когда стример дости-
гает области концентрации заряда.

14.31. Внутриоблачные разряды и разряды на землю. В § 14.30
уже говорилось, что, согласно данным Пирса (1955а), земли до-
стигает 39°/о всех грозовых разрядов. В более поздней работе
Пирса, Арнольда и Денниса (1962) говорится, что, чем выше ши-
рота, тем больше доля разрядов на землю. Авторы привели фор-
мулу для доли разрядов на землю

0,1 +0,35 81п X,

где X —широта.

Из результатов, полученных Шонландом (1928 а), следует, что
в Южной Африке земли достигает лишь 9% разрядов от их об-
щего числа, а в Сингапуре, согласно Уэнгу (1963), 17%. Это мо-
жно объяснить тем, что нижний центр зарядов при тропических
грозах расположен от земли дальше, чем во время гроз, развива-
ющихся далеко от экватора. Это происходит, по-видимому, из-за
того, что центры зарядов развиваются при определенных темпе-
ратурах (см. § 12.15).

Пирс (1955а), сравнивая тепловые и фронтальные грозы, об-
наружил, что между ними имеются определенные различия. При
тепловых грозах половина грозовых разрядов достигает земли,
в то время как при фронтальных грозах —лишь 31%. Нориндер
и Кнудсен (1961) в противоположность этому заключению счита-
ют, что число грозбДых разрядов на землю при фронтальных гро-
зах больше, чем при тепловых.

14.32. Маломощные разряды. Ганн (1954 Ь) обнаружил неболь-
шие нарушения в записях градиента потенциала от близких гроз,
причем эти нарушения всегда имели знак, противоположный то-
му, который возникает при процессах образования зарядов облака.
Эти нарушения часто повторялись довольно регулярно. Ганн
отождествил их с локализованными внутри облаков разрядами,
не дающими видимых молний, причем частота их повторения за-
висит от времени регенерации (см. § 12.13). Аналогичные мало-
мощные разряды на этот раз в облаке, не дающем видимых све-
товых вспышек молнии, были обнаружены Витлоком и Чалмерсом
(1956). Возможно, что такие разряды представляют собой просто
эффекты, вызванные удаленной молнией. Нарушения, обнаружен-
ные Ганном, могут быть отнесены к /(-изменениям (см. § 14.26).

14.33. Убегающие электроны. Вильсон (1923) предположил, что
электроны, обладающие достаточной энергией, в сильных электри-
ческих полях гроз могут достичь состояния «убегания», в котором
они получат от поля энергии больше, чем смогут потерять, и будут
затем продолжать свое движение на довольно большом расстоя-
нии.

Для регистрации этих электронов вблизи мест удара молний
Хилл (19636) использовал различные фотографические эмульсии,,
чувствительные к электронам, но его попытки не увенчались успе-
хом. Ему также не удалось обнаружить радиоактивности, которая
могла бы быть создана быстрыми электронами в медных колпач-
ках, подвергшихся ударам молнии.

Кларенс (1965) получил данные, подтверждающие идею об убе-
гающих электронах, движущихся вверх над грозовыми облаками,
и применил ее для решения проблем, связанных со свистящими
атмосфериками (см. § 15.11).

14.34. Потенциалы и энергии. По оценке Шонланда (1964,
19536), значения разности потенциалов как внутри облаков, так
и между облаком и землей перед самым началом молнии состав-
ляют от 108 до 109 В. Величина переносимого заряда в среднем
составляет 30 Кл, так что энергия вспышки равна 1010 Дж.

Основываясь на данных Голда (1945 а) о том, что в Англии на
1 км2 поверхности земли приходится две вспышки молнии в год,
и предполагая, что вся энергия вспышки на землю может быть
полностью использована, получим, что на каждый 1 км2 в год по-
ступает энергия, равная примерно 2-Ю10 Дж, что соответствует
непрерывному притоку мощности порядка 600 Вт. Как хорошо, ка-
залось бы, использовать молнию в качестве источника энергии!
В действительности же оказывается, что огромная доля этой энер-
гии превращается в тепло вдоль канала молнии, так что использо-
вать ее можно было бы в облаке, а не у основания канала.

Хольцер и Шиллинг (1954), рассмотрев возможности использо-
вания электрической энергии атмосферы, пришли к выводу, что по
крайней мере в настоящее время это не представляется реальным.

14.35. Фульгамиты. Для исследования отдельных ударов мол-
нии Хилл (1963 а) покрывал концы громоотводов, расположенных
на мачте высотой 305 м, медными колпачками и обнаружил, что
каждый удар молнии образует «фульгамит» — маленький нарост,
или холмик из расплавленной и поднявшейся над слегка вдавлен-
ной поверхностью металла меди. Размеры фульгамитов в попереч-
нике составляли всего лишь несколько миллиметров. Это привело
к выводу о том, что ширина канала молнии гораздо меньше, чем
предполагалось ранее (см. § 14.18). При этом величина перено-
симого заряда оказалась равной от 0,02 до 15 Кл, что намного
меньше величины, полученной по данным электрических изме-
рений.

14.36. Предупреждение о молнии. Во многих случаях было бы
полезно иметь простой прибор, показания которого служили бы
признаком того, что грозовой разряд может возникнуть в данном
районе. Для этого можно использовать прибор, фиксирующий
вспышку молнии, происходящую на близком расстоянии (см.
§ 14.37). Прибор, сконструированный Муром и др. (1962), реаги-
рующий на изменение электростатического поля под действием
грозового разряда, был основан на предложениях Пирса (1956)
и Крейга (1960). Прибор обладает несколькими уровнями чувст-
вительности.

Такой прибор, однако, не пригоден для предупреждения о воз-
никновении первой вспышки молнии развивающейся грозы. Мур
и др. (1962) считали, что предупреждение о грозе может быть по-
лучено, когда ток с некоторого данного острия, находящегося
в районе грозы, достигнет определенной величины. Ими был раз-
работан прибор такого типа.

14.37. Подсчет числа грозовых разрядов. Были предприняты
попытки создать приборы для подсчета числа грозовых разрядов,
принимаемых на некоторой определенной станции. Одной из пер-
вых была попытка Фореста (1943), который фиксировал высоко-
частотное излучение. Гейн и Шонланд (1948) предпочли с этой
целью в своем «цераунометре» использовать изменения электро-
статического поля. Другие приборы для подсчета числа разрядов
были сконструированы Ито, Като и Иваи (1955), Лочем (1956),
Салливаном и Уэллсом (1957), Мюллером-Хиллебрандом (1959)
и Хорнером (1960). Пирс (1956), а также Брук и Китагава
(1960 Ь) детально рассмотрели вопрос о возможности создания
прибора, регистрирующего в основном те грозовые разряды, кото-
рые происходят в определенной области, и лишь частично те, ко-
торые происходят неподалеку за ее пределами, и сделали вывод
(Брук и Китагава, 1960 Ь), что подобный счетчик не может дать
точных результатов и, кроме того, с его помощью очень трудно от-
личить внутриоблачные разряды от разрядов между облаком и зем-
лей, если при этом тщательно не исследовать характер изменений
электрического поля. В ночное время для определения всех разря-
дов в районе видимости можно использовать фотоумножитель,
устанавливаемый соответствующим образом.

Малан (1962) сконструировал счетчик, который на основе срав-
нения излучения на частотах 5 и 100 кГц позволял различать
внутриоблачные разряды и разряды на землю. Это было возмож-
но, поскольку излучение разрядов на землю происходит в основном
на частоте 5 кГц и значительно слабее при внутрпоблачных раз-
рядах. Результаты Хольцера и Дила (1956), связанные с низко-
частотными атмосфериками, показали, что последние можно ис-
пользовать для подсчета числа грозовых разрядов, происходящих
над большой частью поверхности земли (см. § 15.8).

Приборы и методы подсчета числа разрядов, основанные на
оптических, а не на электрических явлениях, порождаемых кана-
лом молнии, были предложены Бруком и Китагавой (1960), Ма-
керасом (1963), Саланаве и Бруком (1965). Метод последних
основывался на измерении Н — а-излучения, весьма заметного в
грозовых разрядах. Приборы, основанные на этом методе, можно
применять также и в дневное время, и они могут быть приспособ-
лены для подсчета числа грозовых разрядов между облаком и
землей.

14.38. Разряды между облаком и электросферой. Было выска-
зано предположение, что одновременно с обратным ударом мол-
нии, происходящим между нижним зарядом облака и землей (или
непосредственно после него) могут происходить разряды между
электросферой и верхним зарядом грозового облака. Такие эф-
фекты наблюдали Бойс (1926), Малан (1937), Вуд (1951), Рей-
нольдс (1954) и Хоффман (1960). Некоторые указания на эти эф-
фекты были получены Маланом и Шонландом (1947) по данным
их электрических измерений, хотя позднее Малан приписал эти
эффекты медленным конечным процессам внутри облака (см.
§ 14.23).

Гиш и Уайт (1950), Стерджис, Рейн и Кангас (1957Ь) не обна-
ружили никаких признаков, указывающих на изменение электри-
ческой проводимости над грозовым облаком, какое должно было
бы произойти по крайней мере на мгновение под действием по-
добных разрядов. Однако следует учесть, что на уровнях выше
грозового облака время релаксации очень мало, и любое увеличе-
ние ионизации быстро бы исчезло. Токи проводимости над грозо-
выми облаками, по данным Тиша и Уайта (1950) и Стерджиса,
Рейна и Кангаса (1957 Ь), по-видимому, достаточны для объясне-
ния суммарного тока через облако. Так что если существуют на-
правленные вверх разряды с грозового облака, то они не дают
большого вклада в суммарный ток.

Истед (1954) обнаружил, что на уровнях около 70 км, располо-
женных над областью с грозовой погодой, существует аномально
сильная перемежающаяся и периодическая ионизация. Эта иони-
зация возникает иногда одновременно с грозовыми разрядами, а
иногда и в другие моменты времени, когда никаких разрядов не
наблюдается. Отсюда следует, что, когда градиент потенциала над
облаком становится достаточно большим, в электросфере может
происходить нечто подобное разряду с острия. Возникающие при
этом токи хорошо проникают в электросферу. На более низких
уровнях, где проводимость измерена, такие токи могли бы распро-
страняться, ничем не отличаясь от обычных токов проводимости.
Аналогичные результаты были сообщены Растоджи (1962).

Руми (1957) и Атлас (1958) обнаружили радиолокационные от-
ражения, которые, как они объяснили, возникают при ионизации,
вызванной грозовыми разрядами, ударяющими вверх на высоту
до 20 км, т. е. разрядами между облаком и электросферой.

14.39. Разряды в небоскреб. Мак-Икрон (1939, 1941) иссле-
довал удары молнии в Эмпайр стейт билдинг в Нью-Йорке;
высота этого здания в то время составляла 380 м Его резуль-
таты заметно отличаются от результатов, полученных ранее дру-
гими исследователями. Разряд в этом случае начинается сту-
пенчатым лидером, направленным не из облака вниз, а из зда-
ния вверх. Ступени лидера, как показывают фотографиии, обла-
дают такими же длиной и скоростью, что и обычный движущийся
вниз лидер. Но, после того как ступенчатый лидер достигает об-
лака, вместо обратного главного удара возникает длительный
ток с 'послесвечением. Ударам, следующим за первым, прокла-
дывают путь движущиеся вниз стреловидные лидеры.

Мак-Кенн (1944) нашел, что критическая высота здания, при
которой обнаруживается различие в направлении лидеров, равна
приблизительно 200 м. Мак-Икрон обнаружил, что 84% ударов
переносят вниз отрицательный заряд. Анализируя данные, Брюс
и Голд (1942) обнаружили, что отношение отрицательных заря-
дов к положительным больше для молний, ударяющих в высо-
кие здания, по сравнению с молниями, ударяющими в открытую
местность. В США эти отношения соответственно равны 14:1 и
4: 1.

Различие между этими двумя типами разрядов можно объяс-
нить, предположив, что разряд начинается там, где напряжен-
ность поля наибольшая. Во время гроз, происходящих над от-
крытой местностью, концентрация основного отрицательного и
нижнего положительного зарядов в облаке, а также объемный
заряд под облаком делают напряженность поля наибольшей в са-
мом облаке или непосредственно под ним, так что в этом месте
начинается разряд, направленный вниз. Вблизи же высокого зда-
ния существует высокая концентрация силовых линий, создается
очень сильное поле, поэтому разряд начинается как раз над зда-
нием. Длительный ток, возникающий вместо быстрого обратного
удара, объясняется тем фактом, что, в отличие от облака, земля и
небоскреб образуют хороший проводник. При наличии небоскреба
грозовой разряд происходит раньше, чем при отсутствии его,
а в некоторых случаях даже тогда, когда при отсутствии небо-
скреба его бы вообще не было.

Шонланд и Малан (1954) отметили тот удивительный факт,
что длина ступенчатых лидеров, время запаздывания и скорости
пилота почти в точности равны как для направленных вверх
разрядов с Эмпайр стейт билдинг, так и для направленных вниз
разрядов во время гроз в Южной Африке. Особенно удивитель-
ным, по-видимому, является то обстоятельство, что в первом слу-
чае осуществляется перенос положительного заряда, а втором —
отрицательного. Чтобы объяснить этот неожиданный результат,
Шонланд и Малан предположили, что первоначальный разряд —
это фактически направленное вверх движение отрицательного за-
ряда к нижнему положительному заряду облака, после которого
происходит движение отрицательного заряда вниз из основного

1 В настоящее время она равна 430 м.
отрицательного заряда облака вдоль предварительно ионизован-
ного канала. Они указали, что при этом в электрических измере-
ниях могли быть пропущены несколько первых миллисекунд раз-
ряда, и привели некоторые данные в пользу этого предположения,
согласующегося с последними идеями о начальных процессах (см.
§ 14.10), учитывающими в начальной стадии нижний положитель-
ный заряд. Мюллер-Хиллебранд (1961), наблюдая удары молний
в башни, расположенные на Монте Сан Сальваторе в Швейца-
рии, показал, что для этих случаев объяснение Шонланда и Ма-
лана несправедливо.

Пирс, Арнольд и Деннис (1962) считают, что сначала возни-
кает положительный лидер, движущийся вверх от здания к об-
лаку; затем возникает отрицательный стреловидный лидер, дви-
жущийся вниз от облака, а за ним следует обратный удар. Об-
ратный удар, поскольку ему предшествует стреловидный, а не
ступенчатый лидер, скорее аналогичен не первому, а второму об-
ратному удару многократной вспышки.

14.40. Разряды на привязные аэростаты. Дэвис и Стэндрннг
(1947) измеряли токи, текущие через привязные аэростаты, под-
нимающиеся на высоту 600 м в грозовую погоду. Записи тока
короны миллиамперметром представляли собой непрерывные кри-
вые с пиками, обусловленными вспышками молний, часть из кото-
рых не была слышна и заметна при визуальном наблюдении.
Заряд величиной до нескольких кулон проходил по кабелю, при-
чем молнии в аэростат не ударяли.

Используемый во время действительных ударов молнии лу-
чевой осциллограф с барабаном для записи измерял токи в не-
сколько тысяч ампер за периоды времени порядка нескольких
миллисекунд; величины заряда при этом были порядка несколь-
ких кулон.

С помощью осциллографа со ждущей разверткой была полу-
чена более детальная картина для семи ударов. Токи в них были
порядка нескольких килоампер, а длительность удара составляла
1 мск и менее, величина заряда равнялась от 0,5 до 30 Кл.

Для измерения рассматриваемых токов также использовались
магнитные стержни (см. § 14.43), зарегистрировавшие в двух
случаях положительные токи свыше 60 000 А. Большинство ударов
(около двух третей) переносили вниз отрицательный заряд. Од-
нако число ударов с токами более 20 000 А, переносящих вниз от-
рицательный заряд, было равно числу таких же ударов, пере-
носящих положительный заряд, а пять ударов из шести с токами
свыше 40 000 А были положительной полярности.

Для привязных аэростатов, поднимающихся на высоту 600 м,
нижний предел токов, при котором можно увидеть и услышать
грозовой разряд, по-видимому, равняется 500 А. Привязной аэро-
стат, поднятый на высоту 600 м, вызывает разряды, которые не
возникли бы без него, даже в большей степени, чем в случае
небоскребов. Поскольку альтиэлектрограф показал наличие поло-
жительного заряда в нижней части облака, наиболее вероятно,
что именно этот заряд разрядится на привязной аэростат, и этим
можно объяснить, почему преобладают положительные разряды.

При измерениях с помощью привязных аэростатов часто на-
блюдался длительный ток, как и при наличии небоскребов. В ряде
случаев с помощью осциллографа был зарегистрирован напра-
вленный вверх с привязного аэростата лидер точно так же, как
и с небоскреба. Однако для точного определения направления
лидера нужны были фотографии молнии, которые сделаны не
были.

В одном случае наблюдалось испарение троса и была сделана
попытка подсчитать необходимый для этого ток, задавая время
его прохождения. Для среднего тока 50 000 А, длящегося 3,2 мс,
переносимый заряд оценен в 160 Кл. Если положить время раз-
ряда 200 мкс, то средний ток составлял 200 000 А и он переносил
заряд 40 Кл.

14.41. Ветвление вспышек молнии. С помощью фотографий и
визуальных наблюдений было найдено, что в большинстве слу-
чаев, если вспышки молнии вообще ветвятся, то они ветвятся по
направлению вниз. Симпсон (1926) обнаружил, что 242 фотогра-
фии из 442 показали ветвление вниз, и только 3 — вверх. Однако
Мак-Икрон (1939) нашел, что молнии, ударяющие в Эмпайр
стейт билдинг, ветвятся вверх.

Лабораторные эксперименты по изучению разряда между дву-
мя сферами показали, что ветвление происходит из положительно
заряженной сферы. Основываясь на этом результате, Симпсон
(1926) заключил, что при разряде из облака на землю в облаке
должен находиться положительный заряд.

Поскольку измерения изменений градиента потенциала позво-
лили сделать определенный вывод о том, что молния переносит
вниз отрицательные заряды из облака, Шонланд и Эллибон
(1931) провели лабораторные исследования разрядов в условиях,
более близких к естественным условиям развития молнии, чем
это позволяет исследование разряда между двумя сферами. Они
нашли, что разряд с отрицательно заряженного острия на поло-
жительную плоскость может происходить с ветвлением по на-
правлению к плоскости, если она снабжена небольшими высту-
пами, играющими роль острий, на которых возникает корониро-
вание, создающее ионы.

Ветвление имеет место в направлении распространения раз-
ряда независимо от полярности. Однако Йенсен (1933) обнару-
жил, что разряды из положительного заряда дают более тонкое
ветвление, чем разряды из отрицательного заряда.

Малан (1961) указал, что направленное вверх ветвление, или
вспышка А-образной формы, имело бы место, если бы второй, не-
зависимый удар ударил в главный канал предыдущего удара
в то время, когда этот канал еще являлся проводящим, а затем
последовал по нему на землю. Малан дал фотографию вспышки
М-образной формы, в которой второй удар ударяет в ветвь пер-
вого.
14.42. Клидонограф. В клидонографе используются «фигуры
Лихтенберга», образованные закругленным электродом, опираю-
щимся на фотографическую пленку или пластинку, под которую
подложен плоский электрод. Если возникает коронный разряд, то
он воздействует на фотопластинку. Прибор может измерять пи-
ковые напряжения от 2 до 18 кВ. Расширение диапазона изме-
рений осуществляется применением потенциометра и позволяет
по характерным отличиям изображения различать положительные
и отрицательные разряды. Клидонограф легко устанавливается.
Он использовался главным образом для исследования разрядов
на воздушные линии электропередач (Льюис и Фауст, 1936).

14.43. Магнитный регистратор тока грозового разряда. Фауст
и Кюни (1932) предложили использовать «магнитный стержень»
для измерения пиковых токов молнии. Он состоит из пучка ко-
ротких стальных пластинок, обладающих высокой способностью
сохранять остаточную намагниченность. Пластинки помещаются
ненамагничениыми вблизи проводника, по которому, как ожи-
дается, потечет ток молнии. Остаточный магнетизм является хо-
рошей мерой пикового тока как по величине, так и по напра-
влению. Для измерения токов в широком интервале величин два
или более магнитных стержня помещаются на разных расстоя-
ниях от проводника.

Вагнер и Мак-Кенн (1940) усовершенствовали прибор таким
образом, чтобы он позволял измерять скорость нарастания тока.
Такой прибор называется фульхронографом. В нем в прямоуголь-
ных прорезях вращающегося алюминиевого колеса находится
несколько таких магнитных стержней, которые последова-
тельно проходят через щель между близко расположенными ка-
тушками и намагничиваются, когда через эти катушки прохо-
дит ток. Таким образом, скорость нарастания тока может быть
определена по остаточному магнетизму различных стержней. Ско-
рость развертки зависит от скорости вращения колеса, и обыч-
ная установка состоит из двух приборов с различными ско-
ростями.

Вагнер и Мак-Кенн разработали «регистратор крутизны им-
пульса тока», в котором три цепи, состоящие из сопротивления
и катушек индуктивности с различным временем релаксации, ин-
дуктивно связаны с цепью основного тока. С помощью магнит-
ных стержней, расположенных вблизи каждой цепи, определяют
величину наведенных токов и, таким образом, получают среднюю
скорость нарастания тока.

В «магнитном интеграторе импульса тока», также разрабо-
танном Вагнером и Мак-Кенном (1940), катушка индуктивности
включалась параллельно сопротивлению в главной цепи и маг-
нитный регистратор использовался для измерения интегрального
тока.

Вагнер, Мак-Кенн и Бэкк (1941) обработали результаты зна-
чительного числа наблюдений, проведенных с помощью магнит-
ных стержней.
Позднее пучок металлических пластинок был заменен на
стержни, спрессованные из магнитного порошка, который при-
меняется для покрытия магнитных лент для записи.

14.44. Применение катодного осциллографа. Для измерения
характерных свойств импульсов тока, возникающих при грозовом
разряде, наиболее удобным прибором для получения полной ин-
формации об этих импульсах служит катодный осциллограф. Од-
нако высокая стоимость его установки и эксплуатации позволяет
применять его только в тех местах, где существует большая ве-
роятность грозового разряда.

Мак-Икрон (1939) использовал катодный осциллограф на Эм-
пайр стейт билдинг, а Стекольников и Валеев (1937), а также
Дэвис и Стэндринг (1947) применяли его при изучении грозовых
разрядов с помощью привязных аэростатов.

14.45. Основные результаты, полученные при измерениях токов
молний. Как сообщили в своей работе Вагнер, Мак-Кенн и Бэкк
(1941), наибольшие зарегистрированные пиковые значения токов
равняются 220 000 и 160 000 А, средние же значения составляют
примерно 20 000 А. Время, необходимое для достижения пикового
значения, колеблется от 1 до 19 мкс, при среднем его значении
примерно 6 мкс. Время спада тока до середины пикового значе-
ния колеблется от 7 до 115 мкс, а среднее его значение — около
24 мкс.

Суммарный заряд, нейтрализованный грозовым разрядом, был
измерен Мак-Икроном (1941) для разряда с Эмпайр стейт бил-
динг и достигал величины 164 Кл. Большая его часть переноси-
лась длительным током после первого удара. Среднее значение
заряда, полученное Брюсом и Голдом (1942), равно 30 Кл, при-
чем одна треть его нейтрализует объемный заряд, так что на
землю попадает заряд, равный только 20 Кл.

Дальнейшие статистические данные были получены Хагенгу-
том (1951).

14.46. Токи молнии в земле. Ток в земле при ударе молнии
распределяется в зависимости от импеданса возможных путей, и,
если земля неоднородна, токи в различных направлениях не
равны.

Ток молнии создает магнитное поле, которое может намагни-
тить соответствующие горные породы. Грэхэм, на которого ссы-
лается Малан (1963), для определения токов в земле измерял
намагниченность горных пород и обнаружил наличие двух ком-
понент токов, текущих в различных направлениях и равных 5 и
50 кА.

14.47. Возникновение грозового разряда. Данные измерений
градиента потенциала и результаты, относящиеся к распростра-
нению разряда, показывают, что грозовой разряд начинается в не-
которой точке, а затем развивается. В этой точке напряженность
поля должна превышать пробивное значение.

Для возникновения разряда между основным отрицательным
и нижним положительным зарядами и его дальнейшего распро-
316
странения вниз к земле необходима большая напряженность
поля. Таким образом, наличие нижнего положительного заряда
является существенным для возникновения грозового разряда
на землю. Это находится в соответствии с результатами, относя-
щимися к предварительной стадии молнии (см. § 14.10). Вихман
(1952Ь) (см. § 12.29) считал, что образование нижнего положи-
тельного заряда является основным отличием грозы от ливня,
однако Кютнер (1950) обнаружил нижний положительный заряд
и во время ливней; Малан (1952) рассматривал его появление
как вторичный процесс (см. § 16.37).

Если пренебречь увеличением поля, создаваемого отрицатель-
ным зарядом при наличии нижнего положительного заряда, по
сравнению с полем при его отсутствии, то нижний положитель-
ный заряд не будет играть существенной роли в образовании
разрядов внутри облака. По-видимому, и в возникновении раз-
рядов на небоскребе (см. § 14.39) нижний положительный заряд
не играет роли, поскольку в этом случае разряд начинается не
в облаке, а на здании и переносит вниз отрицательный заряд.
Однако схема Шонланда и Малана (1954) (см. § 14.39) требует
введения в рассмотрение нижнего положительного заряда.

Результаты, приведенные в § 12.18, показывают, что для воз-
никновения разряда внутри облака, возможно, требуется мень-
шая напряженность поля, чем для возникновения разряда вне
облака.

14.48. Искусственное создание грозовых разрядов. Если бы
можно было заставить молнию попасть в проводник, оборудо-
ванный надлежащей измерительной аппаратурой, то это дало бы
гораздо больше информации, чем при обычных косвенных изме-
рениях эффектов, возникающих при ударах молнии в необорудо-
ванные аппаратурой точки. Разряды в высокие здания отли-
чаются от обычных разрядов (см. § 14.39). Казалось бы, с этой
целью следует использовать заземленный привязной аэростат.
Однако это не очень удачный способ, так как разряд с острия
в заострениях, существующих на аэростате и проводе, с ним сое-
диненном, создает такой большой объемный заряд, что локальные
условия изменяются, и аэростат оказывается защищенным этим
зарядом от попадания в него молнии (Брук и др., 1961).

Идеальным было бы внезапно создать проводящий канал.
Ньюмен (1958), Брук и др. (1961) предложили выстрелить вверх
во время грозы заземленным проводом. Брук и др. провели лабо-
раторные эксперименты с генератором Ван-дер-Граафа, а Нью-
мен произвел (1965) два успешных выстрела из лаборатории на
яхте, плавающей по морю. Пока известны предварительные ре-
зультаты, следует ожидать более подробные.

О случайном возбуждении грозовых разрядов фонтанами воды
при подводных взрывах сообщалось в работах Юнга (1961) и
других авторов.

14.49. Радиолокационный сигнал, отраженный от канала мол-
нии. Если луч радиолокатора направлен на грозовое облако, то
можно обнаружить отраженные частицами осадков постоянные
сигналы, которые с небольшими изменениями существуют в те-
чение некоторого времени. Кроме того, часто обнаруживаются
короткие сигналы, возникающие при отражениях молнией
или, точнее, столбом воздуха, ионизованного грозовым разрядом.
Первым, кто провел радиолокационные наблюдения за мол-
нией, вероятно, был Лигда (1950), а затем Брауни (1951),
Маршалл (1953), Майлс (1953), Джонс (1954) и другие. Лигда
(1956) дал полное описание использованной экспериментальной
техники.

Радиолокационный метод при определении длительных разря-
дов внутри облака и между облаками дает лучшие результаты,
чем при определении разрядов облако—земля, поскольку послед-
ние могут быть экранированы осадками, но зато эти разряды мо-
гут исследоваться визуально или методами измерения изменений
электрического поля.

При радиолокации на длине волны 3 см отраженные от ка-
налов молнии сигналы обнаруживаются редко, их чаще находят
на длинах волн от 10 до 50 см.

14.50. Место удара молнии. Как было рассмотрено в § 14.15,
место на земле, в которое ударяет молния, определяется положе-
нием области, где направленный вверх стример соединяется с иду-
щим вниз лидером, а следовательно, местом начала и скоростью
развития направленных вверх стримеров. Очевидно, что при
прочих равных условиях направленный вверх стример должен
начаться и наиболее быстро развиваться там, где напряженность
поля наибольшая. Поэтому дерево или другой какой-нибудь вы-
ступающий вверх проводник, по-видимому, должен возбудить
наиболее развитый направленный вверх стример как раз вслед-
ствие концентрации силовых линий на проводнике.

Другим важным фактором является скорость, с которой за-
ряд из земли переходит на проводник. Эта скорость должна за-
висеть от сопротивления между проводником и землей. Так как
текущий ток при этом переносит заряд за очень короткий про-
межуток времени, сопротивление является высокочастотным, и,
следовательно, приходится учитывать скин-эффект.

Некоторые наблюдения показали, что, по-видимому, сущест-
вует некая связь между точкой удара молнии и геологической
структурой земли. Однако отдельные авторы эту связь отрицали.
Если все же она существует, то ее можно было бы объяснить
проводимостью земли. Наблюдения, подобные проведенным До-
зере и Буге (1928), дали возможность предположить, что точка
удара молнии чаще находится в местах, где естественная иониза-
ция атмосферы больше, возможно, из-за аномально большой ло-
кальной радиоактивности. Эти наблюдения также подвергались
сомнению. Однако если они верны, то их можно объяснить уве-
личением существующей ионизации, а скорее всего — тем, что при
большей ионизирующей способности образуется больше электро-
нов. Благодаря этому вероятность развития направленного вверх
стримера увеличивается. Другим возможным объяснением явля-
ется то, что проводимость земли увеличивается под действием
радиоактивности.

Другой вывод на основе наблюдения, который был подвергнут
сомнению, заключается в том, что молния скорее ударит в трубу,
под которой горит огонь, чем в уже остывшие трубы. Маловеро-
ятно, что электрическая проводимость выходящей из трубы струи
воздуха может оказать какое-либо влияние, но вполне возможно,
что огонь увеличивает проводимость в трубе в целом.

Ряд статистических данных говорит о том, что одни сорта де-
ревьев, например дуб, гораздо чаще подвергаются ударам мол-
нии, другие — реже, например бук. Для этого могут быть различ-
ные причины: выступающие ветви дуба, различные сопротивления
дерева и корневой системы. А может быть и так, что гладкая
кора бука позволяет грозовому разряду уйти в землю незаметно,
вследствие чего невозможно узнать, подверглось ли дерево
удару.1

14.51. Грозовая защита. Молния где-то должна ударить в зем-
лю. Для того чтобы предохранить объект от попадания в него
молнии необходимо, чтобы она ударила в громоотвод, который
безопасно отведет ее на землю.

Существовало два взгляда на возможный способ действия
громоотвода, оба предложенные самим Франклином. Согласно
одному из них, острия сами образуют достаточное количество
электрического заряда для нейтрализации заряда в облаке. Об-
лако безопасно разряжается, и молнии не возникает. Другая
точка зрения заключается в том, что громоотвод притягивает
к себе уже возникшую молнию и обеспечивает ей безопасный
путь к земле.

Сам Франклин2 отдавал предпочтение теории нейтрализации,
аргументируя ее лабораторными экспериментами, в которых за-
ряженный проводник мог разряжаться под действием острий рас-
положенного рядом заземленного проводника. Однако для грозо-
вого облака это несправедливо, что подтверждается простым
расчетом. Величина заряда, переносимого молнией, порядка 20 Кл,
а ток с острия, расположенного под облаком, не больше несколь-
ких микроампер. Таким образом, одиночному острию потребова-
лось бы несколько миллионов секунд, чтобы разрядить грозовое
облако, и даже если бы под облаком находилось 1000 острий, то,
для того чтобы разрядить облако, потребовалось бы около часа,
а молния так долго ждать не будет! Несмотря на эти аргументы,
некоторые учебники по элементарной физике при объяснении дей-
ствия громоотвода все еще придерживаются теории нейтрали-
зации.

1 Измерения показали, что в разных местностях различные породы деревьев
оказываются наиболее часто жертвами молний. Вероятно, существенную роль иг-
рает распространенность тех или иных пород деревьев.— Прим. ред.

2 Это утверждение неточно. В последние годы своей жизни Франклин счел
вторую схему более правильной.— Прим. ред.
Можно с уверенностью утверждать, что хороший громоотвод
будет безопасно отводить в землю молнии, которые ударят в об-
ласть его «защитного радиуса», а именно внутрь конуса с вер-
шиной на конце громоотвода и основанием на земле. Термин «за-
щитный радиус» не является точным, поскольку громоотвод ни-
когда не в состоянии полностью предохранить все объекты,
находящиеся внутри определенной области, хотя в то же время
в некоторой степени является защитой даже для объектов, рас-
положенных на больших расстояниях.

Рис. 67. Защита от молнии (Шонланд, 1964).

/ — стержень, отведенный в мокрую землю или ров, 2 — проводник, присоединен-
ный к медной пластине, 3 — заземление на металлическую водопроводную трубу.

Защитное действие громоотвода может быть выражено не
только величиной защитного радиуса, но и величиной защитного
отношения — отношением радиуса к высоте громоотвода, т. е. тан-
генсом угла конуса при вершине громоотвода. Голд (1945) рас-
смотрел защитные действия громоотвода теоретически и обрабо-
тал данные наблюдений. Он показал, что защитное отношение
будет меняться в зависимости от величины заряда, переносимого
ударом лидера. По его оценкам, средняя величина защитного от-
ношения приблизительно равна 2. Шонланд (1964) указал, какие
предосторожности следует соблюдать для эффективной работы
громоотвода. Он считал, что конус с углом при вершине 45° (за-
щитное отношение равно 1) дает степень предохранения порядка
99%. Для более надежной защиты, например, для защиты поро-
хового склада, необходимо применять «клетку Фарадея», т. е. хо-
рошо сплетенный и хорошо заземленный металл, полностью или
почти полностью окружающий объект.

Еще во времена Франклина были люди, которые сомневались
в значении громоотвода и даже полагали, что заостроенный про-
водник может вызвать разряд. Они считали, что полностью обе-
зопасить разряд громоотвод не в состоянии, так что его соору-
жение в действительности может быть опасным. Однако в настоя-
щее время известно, что такая опасность существует лишь для
здания значительной высоты (вероятно, выше 100 м), которое
может вызвать разряд. Для громоотводов на зданиях обычной
высоты таких эффектов не наблюдается. Если молния ударяет
в громоотвод, можно быть уверенным, что при его отсутствии
молния ударила бы где-нибудь неподалеку. Единственная опас-
ность, связанная с громоотводом, заключается в повреждении его
заземления. В этом случае молния, которая могла бы безопасно
уйти в землю, теперь, ударив в громоотвод, из-за плохого соеди-
нения его с землей может причинить повреждение зданию, на
котором он установлен. Эти и другие вопросы детально рассмо-
трены Шонландом (1964).

Мюллер-Хиллебранд (1962а) дал исторический обзор громоот-
водов. Кроме того, он провел детальное исследование экономиче-
ской выгоды защиты от молнии, сопоставляя стоимость установ-
ки громоотвода с величиной наносимого ущерба, причиненного
ударом молнии. Он также рассмотрел, насколько рискованно вме-
сто обычно применяемого на практике провода использовать про-
вод меньшего поперечного сечения. Впоследствии Мюллер-Хил-
лебранд (1965) продолжил эти исследования.

14.52. Самолеты и молния. Воздействие грозовых разрядов на
самолеты подробно рассмотрел Ньюмен (1953). Он показал, что
металлический самолет в основном хорошо защищен от воздей-
ствия молнии. Разряд проходит сквозь него, оказывая малое
воздействие. Наиболее уязвимой частью самолета является его
радиооборудование, антенна которого должна быть изолирована
от корпуса самолета. Разряды на антенну особенно вероятны,
когда применяется подвешенный сзади провод, поскольку он облег-
чает разряд на самолет. Как следствие удара молнии в антенну,
часто происходит повреждение самого радиооборудования. Кро-
ме того, были случаи, когда происходили побочные эффекты. Так,
например, возникающая внутри самолета искра могла вызвать
взрывы.1

14.53. Удары молнии в линии электропередач. Этот вопрос
широко изучался в Америке, и о результатах сообщалось в ра-
ботах Хардера и Клейтона (1953). Хорошей защитой линии элек-
тропередачи служит заземленный защитный трос, подвешенный
над токонесущими проводами. Если токонесущие провода нахо-
дятся внутри клина с вертикальным углом в 60°, а вершиной

1 Удары молнии на современных самолетах разрушают обтекатели радиоло-
каторов, а на самолетах с неисправной металлизацией могут разрушить об-
шивку, вызвать взрыв и т. д.— Прим. ред.
клина служит защитный трос, то линия электропередачи будет
защищена в 99,9% случаев от ударов молнии. Для эффективной
защиты трос должен быть хорошо заземлен. Практически это
означает, что сопротивление заземления не должно превышать не-
скольких сотен омов.

Можно считать, что молния, ударившая в провод, вызывает
в нем определенный ток, а не напряжение, и, поскольку для об-
разования ионов — носителей тока необходимо некоторое время,
грозовой разряд ведет себя так, как будто он обладает волновым
сопротивлением порядка 5000 Ом. Поэтому сопротивление зазем-
ления, малое по сравнению с этим сопротивлением, не играет су-
щественной роли.

При изучении ударов молнии в линии электропередачи особое
значение имеют приборы типа магнитных стержней (§ 14.43).

Произведенные оценки уровня грозовой активности (изолиния
интенсивности гроз) показывают, что в тех местах, где наблю-
дается 30 грозовых дней в году, на 1 км2 в год приходится че-
тыре удара молнии, десятая часть которых попадает в незащи-
щенную линию электропередачи.

Шонланд (1962) привел данные последних исследований уда-
ров молнии в линии электропередачи, подвешенные на высоких
опорах. Они показали, что частота ударов более чем в 10 раз
превышает ожидаемую. Хотя автоматическое отключение и умень-
шило действительное число повреждений, проблема защиты ли-
ний электропередач до сих пор не утратила своего значения.

14.54. Спектр грозового разряда. В последнем обзоре по этому
вопросу Саланаве (1965) выразил удивление в связи с малым чи-
слом работ по исследованию спектров молнии. Спектры можно
получить или с помощью обычного спектрометра со щелью (Уол-
лес, 1960; здесь приведены ссылки на более ранние работы),
или используя бесщелевой спектрометр, где изображение самой
молнии является как бы щелью, что, по утверждению Саланаве,
имеет некоторые преимущества. Саланаве (1965) описал измере-
ния, произведенные с помощью бесщелевого спектрометра в соче-
тании с кинокамерой для получения высокого разрешения во вре-
мени.

Линии и полосы спектра молнии в большинстве случаев могут
быть распознаны. Наиболее сильными характерными линиями
являются линии АЛ с длиной волны 5045 А и Л'2 с длиной волны
4935 А. Отношение интенсивностей этих линий зависит от тем-
пературы и плотности электронов. Еще одной очень сильной ли-
нией является линия Н—а с длиной волны 6563 А. Применяя
фильтр, эту линию можно использовать для фотографирования
молнии днем и для подсчета числа грозовых разрядов между
облаком и землей (см. § 14.37).

На основе относительной интенсивности линий можно оце-
нить температуру в канале молнии. Эта температура около
25000 К, а плотность электронов составляет 1016 или 1017 на 1 см3.

14.55. Неточная молния. Было замечено, что в некоторых слу-
чаях вспышка молнии, по-видимому, распадается на отдельные
светящиеся участки длиной в несколько десятков метров. По мне-
нию Малана (1961), это явление следует объяснять на основе
затяжного разряда, послесвечение которого казалось бы более
ярким в том месте, где канал изгибается в направлении наблю-
дателя, наблюдающего его концом к себе. Юман (1962), однако,
считал, что это явление следует рассматривать как пример «пинч-
эффекта», наблюдаемого при лабораторных исследованиях искро-
вого разряда. Этот эффект заключается в периодическом изме-
нении радиуса разрядного столба с периодом в несколько ми-
кросекунд. Он показал, что тот же самый эффект может иметь
место и в грозовом разряде.

14.56. Шаровая молния. Шаровая молния, существование ко-
торой сейчас точно установлено,— явление довольно редкое.
Несмотря на то что с помощью наблюдений, по-видимому, не-
возможно было изучить электрические эффекты шаровой мол-
нии, нельзя не привести здесь хотя бы краткого описания этого
явления. О шаровой молнии сообщалось в работах Бранда
(1923), Гудлета (1937), Аливерти и Ловеры (1950), Хилла (1960)
и других авторов. Шонланд (1950), как можно заметить, отно-
сился скептически к этому явлению и полагал, что все сообще-
ния можно объяснить более просто. С другой стороны, автор на-
стоящей книги читал описания шаровой молнии, с замечательным
постоянством повторяющие друг друга, и слышал о ней от людей,
которые вряд ли знали что-либо о ней прежде.

Шаровая молния состоит из вещества шарообразной формы
диаметром 10—20 см, иногда 1—2 см, а реже даже 150 см. Шар
описывают обычно красным и лучистым, но иногда белым нечет-
ким контуром. Говорят также и о других цветах. Шаровая мол-
ния появляется только во время гроз и часто, но не всегда, пред-
шествует грозовому разряду, причем шаровая молния появляется
либо в самой точке удара молнии, либо вблизи нее. Иногда ша-
ровая молния образуется выше в атмосфере и падает по напра-
влению к земле.

Шар продолжает светиться от нескольких секунд до минуты
и больше. Когда он исчезает, остается остро пахнущий слабый
туман, голубой в отраженном свете и коричневый в проходящем,
во влажном воздухе он может быть и белым.

Некоторые шаровые молнии плавают в воздухе и избегают
проводников, но втягиваются в закрытые пространства. Так, че-
рез камины и окна, иногда даже через щели они могут залетать
в дома. Такие шары «избегают» людей, как и других проводни-
ков, и больше пугают людей, чем приносят вред.

Шары другого вида прикрепляются к проводникам, могут ска-
тываться по водосточным желобам и т. д. Если человек прикос-
нется к такому шару, он может получить ожоги. Плавающие
шары иногда становятся неподвижными, и наоборот.

Исчезают шаровые молнии с треском или даже взрывом, по-
рождая при этом стримеры. Бывает, что их исчезновение проис-
ходит бесшумно. Иногда они уничтожаются другой молнией, ино-
гда же шар разделяется на два шара.

Если шаровая молния попадает в бак с водой, то она значи-
тельно нагреет воду. Однажды таким способом удалось оценить
энергию шаровой молнии, она оказалась равной от 4-106 до
107 Дж (Гудлет, 1937).

Дополнительные свойства и примеры шаровой молнии были
описаны Зильбергом (1965).

14.57. Теории шаровой молнии. Поскольку шаровая молния
возникает во время грозового разряда, то, вероятнее всего, из
него и черпается ее энергия. Но время жизни шаровой молнии
составляет несколько секунд, следовательно, должен существо-
вать некий источник энергии, питающий ее в течение этого вре-
мени.

Был предложен ряд теорий, в которых шаровая молния рас-
сматривается как плазма, состоящая из ионов и электронов. Од-
нако любая такая плазма, если каким-либо образом не поддер-
живать ее существования, исчезла бы за несколько миллисекунд,
а не секунд. Если бы температура шара была достаточно высо-
кой для поддержания плазменного состояния, то шар, несомнен-
но, расширился бы, не сохраняя ни своей формы, ни размера.

Согласно другим теориям, шаровая молния возникает в ре-
зультате некой самоподдерживающейся химической реакции, в ко-
торой участвуют озон, окиси азота или некоторые виды органи-
ческой или металлической пыли. Детально рассмотрел эти тео-
рии Науэр (1953).

Капица (1955) предположил, что существует сильное электро-
магнитное излучение, которое при длине волны, в 3,65 раза боль-
шей диаметра шара, должно привести шаровую молнию в состоя-
ние энергетического равновесия за счет поглощения излучения
на резонансной частоте; для этого облако должно генерировать
излучение на частоте порядка 300 МГц. Пирс, Нейдил и Мак-Кин-
нон (1960) указали на две трудности, которые тяжело разрешить
с помощью этой теории. Во-первых, любой источник энергии дол-
жен находиться в облаке, расположенном на большом расстоя-
нии от местоположения шаровой молнии, находящейся вблизи
земли. Во-вторых, частота излучения должна быть строго опре-
деленной. По их предположению, источник энергии около шара и
определенная частота излучения могут появиться за счет пуль-
сирующей природы разряда с острий, связанных с землей, при
положительном градиенте потенциала непосредственно после
вспышки.

Зильберг (1965) более детально рассмотрел теорию стоячих
волн в применении к шаровым молниям. Андерсен (1965) пред-
положил, что энергия шаровой молнии возникает в результате
столкновения заряженных капель1.

1 Позже Андерсен сам отказался от этого предположения, требующего на-
личия зарядов отдельных капель, равных 3 • 10~9 Кл,— Прим. ред.
Арабаджи (1956) сделал предположение, что шаровая молния
состоит из атомов ксенона, распадающихся под действием частиц
большой энергии, возникающих в грозовом разряде. При распаде
выделяется количество ядерной энергии, достаточное для того,
чтобы протекала самоподдерживающаяся ядерная реакция. Были
и другие, менее определенные предположения о ядерной энергии
как источнике энергии шаровой молнии, но ни одно из них не
давало объяснения ряда свойств шаровой молнии, как, например,
постоянство ее размера.

Хилл (1960) считал, что достаточно удовлетворительную тео-
рию можно построить, исходя из образования грозовым разря-
дом ионов молекул, а не электронов. Эти ионы распределены не-
однородно и могут прикрепляться к частичкам пыли. В таком
случае свечение могло бы возникнуть вследствие внутреннего ко-
ронного разряда между областями с различными пространствен-
ными зарядами.

Шонланд (1962), оставив свой первоначальный скептицизм,
полагал, что это явление можно объяснить следующим образом.
По его мнению, шаровая молния представляет собой медленно
горящий пузырь, состоящий из горючего материала, который или
возникает, или катализируется из пыли тех горных пород, через
которые по влажным трещинам текут токи молнии, предпочитая
их горным породам с более высоким сопротивлением. Этим мо-
жно было бы объяснить тот факт, что шаровая молния довольно
часто наблюдается в Альпах и никогда не бывает в Южной Аф-
рике, поскольку различие в состоянии почвы в этих районах зем-
ного шара очень велико.

Малан (1962) считает, что некоторые наблюдения можно объ-
яснить инерцией зрительного восприятия после очень яркой вспы-
шки молнии.

Глава 15

АТМОСФЕРИКИ

15.1. Атмосферики. Термин «атмосферики» (атмосферики ино-
гда сокращенно называют «сфериками») первоначально включал
в себя все виды радиопомех, которые принимались в форме сиг-
налов от случайного источника. В настоящей работе под этим
термином мы будем понимать только сигналы, возникающие под
действием грозового разряда, исключая такие эффекты, как ра-
диоволны от солнца, звезд и т. д.

Атмосферики обладают двумя свойствами, делающими их изу-
чение особенно важным. Они могут дать информацию, во-пер-
вых, о разряде, который является их источником, а во-вто-
рых, о распространении волн в атмосфере, включая отражения
в ионосфере. Рассмотрим здесь первое свойство, а второе будем
упоминать лишь постольку, поскольку оно связано с первым.

• Первым, кто принял атмосферики и понял, что они вызваны
молнией, был Попов (1896). Другие ранние исследования были
проведены Томмазиной (1900) и Торпейном (1905). Одновремен-
ные измерения атмосфериков на двух станциях впервые, по-види-
мому, были произведены Экклсом и Айри (1911). Экклс (1912)
для объяснения возникновения атмосфериков считал необходи-
мым предположить о существовании отражающей области в верх-
ней атмосфере.

Более детальное исследование атмосфериков провел Эпплтон
и др. (1926), а Шонланд и др. (1940) изучали отражение их от
ионосферы.

Большой вклад в исследование связи атмосфериков с вызы-
вающими их грозовыми разрядами был сделан Ишиковой (1961).

15.2. Природа атмосфериков. Поскольку атмосферики прини-
маются радиоприемниками, настроенными на некоторую опреде-
ленную частоту, ясно, что их излучение должно отличаться от
электростатической и индукционной компонент изменения гради-
ента потенциала (см. § 14.7).

Электромагнитное излучение — результат ускоренного движе-
ния электрических частиц, поэтому излучение грозового разряда
должно давать информацию об ускорениях этих частиц. Так как
эти ускорения не проявляют определенной периодичности, излу-
чение имеет форму импульса, который, как видно при разложе-
нии его в ряд Фурье, обладает очень широким диапазоном частот.
Таким образом, радиоприемник будет принимать атмосферики не-
зависимо от того, на какую частоту он настроен, хотя относи-
тельные интенсивности компонент импульса на различных часто-
тах зависят от его природы и условий распространения каждой
из этих различных частот от источника к приемнику.

15.3. Классификация атмосфериков. Кэйтон и Пирс (1952) раз-
делили атмосферики на четыре основных типа: тип 1—высоко-
частотные нерегулярные, тип 2-—регулярные пиковые, тип 3 —
регулярные гладкие, тип 4 — долго колеблющиеся цуговые. Тип
1, как полагают, возникает в ступенчатом лидере, в то время
как другие типы —в обратном ударе, различие в типах вызы-
вается также различными условиями отражения в ионосфере.

Леби и др. (1940) объяснили некоторые характерные особен-
ности атмосфериков, рассматривая влияние отражений в ионо-
сфере, а Хейлс (1948) и Бадден (1951) исходили из того, что
земля и ионосфера образуют волновод. Бадден (1951) указал, что
эти два метода — метод отражения и метод волновода — по су-
ществу, одинаковы, но тот или другой могут оказаться более
удобными в каждом конкретном случае.

15.4. Направление прихода атмосфериков. Впервые на-
правление на источник атмосфериков определил Остин (1921),
который принимал их на рамочную антенну. Подобные измерения
были продолжены с созданием «гониографов», в которых при-
менялись две вертикальные рамочные антенны, расположенные
под прямым углом друг к другу, как, например, в приборах
Буро (1931) и Люжона (1928).

Ранние работы были посвящены определению направлений
на источники наиболее заметных групп атмосфериков, и они под-
твердили, что атмосферики образуются в областях гроз. С разра-
боткой катодного осциллографа стало возможным определять на-
правление каждой отдельной помехи (Уотсон, Уатт и Херд, 1926).
Используя два или три таких приемника, источник помех можно
точно локализовать. На основе этого метода была развита слож-
ная система — организация «Сферикс», — служащая для преду-
преждения самолетов (Окенден, 1947).

Нориндер (1953) подвел итог проделанной работе и дал опи-
сание использованных приборов.

15.5. Определение местоположения гроз при наблюдениях
с одного пункта. Вормель (1953Ь) рассмотрел возможность лока-
лизации разряда с помощью наблюдения формы волны атмосфе-
риков для определения расстояния наряду с использованием при
этом рамочных антенн для измерения направления на разряд.
Вывод, сделанный им, заключается в том, что ночью местополо-
жение гроз на юго-востоке Британских островов может быть оп-
ределено с большей степенью точности и на большем расстоянии,
чем это возможно при использовании обычного метода, приме-
ненного в «Сфериксе». Однако по причинам, которые до сих пор
еще не установлены, атмосферики, возникающие во время гроз
на юго-западе, имеют другую форму, и расстояние до местополо-
жения грозы не может быть надежно определено, если оно пре-
вышает 1500 км. В дневное время из-за влияния отражательной
способности ионосферы предельное расстояние, на котором еще
можно определить местоположение грозы, в любом направлении
составляет примерно 1000 км.

Стерджис и Дойль (1958) обнаружили, что для гроз, проис-
ходящих в пределах 160 км, наибольшая точность локализации
достигается при использовании частот от 0,5 до 1,5 МГц, причем
точность определения направления составляет около 2°.

15.6. Резкое увеличение интенсивности атмосфериков. Време-
нами происходит внезапное увеличение интенсивности атмосфери-
ков, которая сохраняется высокой иногда в течение всего лишь
нескольких минут, а иногда в течение часа или более. По проше-
ствии этого промежутка времени интенсивность становится нор-
мальной. Эти увеличения интенсивности происходят только в дне-
вное время и совпадают со вспышками на солнце.

Отсутствие большой задержки между возникновением вспыш-
ки на солнце и увеличением интенсивности атмосфериков пока-
зывает, что причиной увеличения интенсивности является не кор-
пускулярное, а электромагнитное излучение. Считают, что интен-
сивность атмосфериков возрастает в результате увеличившейся
ионизации, а следовательно, и увеличившегося коэффициента от-
ражения Д-слоя, расположенного в атмосфере на высоте 60—
90 км. Все изменения происходят под действием рентгеновского
излучения солнечной вспышки с длиной волны менее 10 А.

Этот эффект наиболее заметен на частотах около 27 кГц, ко-
торые при обычных условиях не отражаются от Д-слоя, но осла-
бляются при прохождении сквозь него.

15.7. Связь между частотой излучения и процессами в гро-
зовых разрядах. Относительная интенсивность излучения на раз-
личных частотах от одного и того же разряда зависит частично
от природы рассматриваемого разряда и частично от условий
распространения возмущения от источника до приемника. Для
того чтобы устранить влияние условий распространения, Малан
(1958) произвел наблюдения на расстояниях, меньших 50 км, на
которых нет эффектов ионосферного отражения. Это также позво-
лило одновременно измерить изменение электростатического
поля, благодаря которому можно установить характер процесса
данного грозового разряда. Малан производил измерения на раз-
личных частотах от 3 кГц до 12 МГц. Для частот выше 1 МГц
излучение почти непрерывно за время грозового процесса, но
имеет максимум в предварительных стадиях разрядов из облака
на землю.

На более низких частотах излучение вызвано обратными уда-
рами разрядов из облака на землю, а быстрые компоненты меж-
облачных разрядов дают меньший вклад. Излучение становится
незначительным, когда частота уменьшается до 3 кГц. Малан по-
казал, что эти результаты находятся в согласии с результатами
теоретического анализа процесса разряда.

Джонс (1958) отождествлял различные типы разрядов с выз-
ванными ими атмосфериками на частотах 150 и 10 кГц. Он со-
гласился с Маланом в том, что только разряды из облака на
землю дают сильный эффект на частоте 10 кГц. Джонс устано-
вил, что высокая скорость приема «направленных импульсов» на
частоте 150 кГц и отсутствие излучения на частоте 10 кГц явля-
ются характерными для торнадо, и привел данные наблюдений,
показывающие, что во время торнадо существуют разряды вну-
три облака и очень мало импульсов на землю.

Пирс, Арнольд и Деннис (1962) детально рассмотрели
«спектр», испускаемый различными компонентами грозового раз-
ряда.

15.8. Атмосферики с очень низкой частотой. Хольцер и Дил
(1956) обнаружили, что при отсутствии локальных гроз простое
суточное колебание средней амплитуды сигнала атмосфериков
на частотах от 30 до 120 Гц по относительной амплитуде и фазе
подобно колебанию тока проводимости атмосфера—земля над
океанами и поэтому, вероятно, подобно колебанию потенциала
электросферы. При измерениях на более высоких частотах такой
закономерности не наблюдается.

Хольцер (1958) объяснил этот результат, предполагая, что низ-
кочастотные атмосферики представляют собой излучение гроз,
приходящее к наблюдателю с большей части земли, причем ионо-
сфера и земля образуют «волновод», обладающий весьма слабым
затуханием.

Лардж и Вормель (1958) изучали помехи в области частот от
5 до 320 Гц и обнаружили, что вплоть до 10—20 Гц помехи мо-
гут быть связаны с грозами, но при более низких частотах эти
эффекты маскируются эффектами объемных разрядов, такими,
как были обнаружены Витлоком и Чалмерсом (1956) (см. §6.13).

Пирс, Арнольд и Деннис (1962) в весьма обстоятельной ра-
боте рассмотрели как проблему источника возникновения атмосфе-
риков, так и проблему их распространения. Они пришли к за-
ключению, что существует три основных вида источника, которые
приведены здесь в порядке их важности: 1) обратные удары раз-
рядов на землю, 2) лидерная часть разрядов на землю и, воз-
можно, внутриоблачные разряды и 3) К-изменения (см. § 14.26),
происходящие за время как внутриоблачных разрядов, так и раз-
рядов на землю. Кроме того, они считают, что волноводная тео-
рия должна быть изменена так, чтобы включать в себя обе эти
проблемы, а также, вероятно, учитывать изменения проводимости
почвы и магнитного поля земли.

15.9. Атмосферики с очень высокой частотой. Брук и Китагава
(1964) обнаружили, что атмосферики на частотах 420 и 825 МГц
связаны с развитием стримеров в процессах пробоя при образо-
вании лидерного разряда или внутриоблачных разрядов. Никаких
эффектов, вызываемых самим обратным ударом, обнаружено не
было. Стреловидный лидер за время последних 100 мкс своего
движения не вызывает рассмотренного эффекта.

15.10. Радиоизлучение облаков. В некоторых работах сооб-
щалось о радиоизлучении облаков при отсутствии грозовых раз-
рядов. Например, Гибсон (1957) обнаружил излучение на длине
волны 0,86 см (3-104 МГц) из облаков, в которых нет разряда.
Сартор (1963), рассмотрев это явление, предположил, что источ-
ником излучения являются столкновения заряженных капель
воды. Он провел лабораторные эксперименты для подтверждения
своих предположений.

15.11. «Свистящие» атмосферики. Кроме обычных атмосфери-
ков, которые приемник регистрирует как резкие щелчки, наблю-
даются «свистящие» атмосферики, представляющие собой сигнал
понижающейся музыкальной частоты, этот сигнал иногда повто-
ряется несколько раз через промежутки времени порядка не-
скольких секунд. В ряде случаев эти сигналы можно принять
просто на длинную антенну даже без усиления. Согласно Стори
(1953), это сигналы, которые уходят от земли вдоль магнитных
силовых линий, возвращаются на противоположное полушарие
вдоль той же самой линии, а затем отражаются, последовательно
проделывая свой путь несколько раз, создавая отмеченные повто-
рения. Для осуществления этого необходимо наличие заметной
плотности электронов на расстояниях порядка нескольких зем-
ных радиусов, что обеспечило бы дисперсию скорости этих сиг-
налов, которая в свою очередь привела бы к уменьшению
шпцци>жш1шшт*ВД1а1ИЮМт1т11111ИВШйтШИ11Ш11||||ШМПШМИММИИ1ММШЙй1ММММ11мяимм1М111шшш«««авмм

частоты. В то время, когда Стори выдвинул свою теорию, считали,
что электронная концентрация на этих расстояниях слишком
мала по сравнению с требуемой теорией, однако по современ- ;
ным представлениям это становится возможным.1 Кэртис (1958)
попытался провести различие между грозовыми разрядами, даю-
щими свист, и теми, которые его не дают.

Хоффман (1960) предположил, что свистящие атмосферики,
особенно те, которые представляют собой «длинную серию», воз-
никают вследствие синхронного взаимодействия между обладаю- и
щим большой энергией направленным вверх разрядом из вер- '*
шины грозового облака на ионосферу (см. § 14.38 ) и необыкно-
венной компонентой атмосферика, которая запаздывает на время
порядка 1 с. Эта теория, как он утверждал, может объяснить
многие характерные особенности свистящих атмосфериков, на-
пример существующую корреляцию между свистящими атмо- ।
сфериками и многократными разрядами. й

Кларенс (1965) в своем обзоре, посвященном свистящим ат- ’
мосферикам, дал следующие выводы: в большинстве случаев ис- I
точником свистящих атмосфериков является грозовой разряд ме- |
жду облаком и землей; многократные свистящие атмосферики
соответствуют отдельным ударам в разряде; дисперсия послед она- ®
тельйых компонент многократных свистящих атмосфериков воз- й
растает. Он считал, что последний факт можно объяснить, если 1

привлечь для этого представление о существовании убегающих ’

электронов (см. § 14.33), движущихся вверх из облака.

Глава 16

РАЗДЕЛЕНИЕ ЗАРЯДОВ

16.1. Заряды в облаке. Исследования, результаты которых
были рассмотрены в предыдущих главах, показали, что в раз-
личных частях облаков того или иного вида существуют разные
концентрации зарядов. Для создания и сохранения их скоплений
в облаках должны происходить процессы разделения зарядов, и
целью настоящей главы является обсуждение теорий, которые
были выдвинуты для объяснения эффекта электризации облаков.

Ясно, что один единственный процесс разделения зарядов не
В состоянии дать объяснение всем имеющимся эксперименталь-
ным фактам. Кроме того, маловероятно, что различные процессы
участвуют в разделении заряда в равной степени. Поэтому хо-

1 Непосредственные исследования, проведенные Грингаузом и др. (1960), по-
казали, что на расстояниях в несколько земных радиусов присутствует достаточ-
ная по плотности ионосфера.— Прим. ред.
телось бы надеяться, что из всех рассмотренных удастся выде-
лить несколько основных процессов, которые позволят нам объ-
яснить основные наблюдаемые характеристики облаков. С точки
зрения научной «экономии», чем меньше таких процессов, тем
лучше. Для простоты отдельные результаты удобно будет рас-
сматривать по порядку их значения.

16.2. Основные заряды грозового облака. Исследования грозо-
вых облаков позволили установить, что заряды в грозовом об-
лаке распределены следующим образом: в области, где темпера-
тура около —20е С, сконцентрирован верхний положительный за-
ряд, а нижний отрицательный заряд концентрируется в области,
где температура немного ниже нуля. Величина избыточных за-
рядов в этих областях составляет от 10 до 100 Кл.

Ток, рассеиваемый вне грозового облака, равен примерно 1 А,
например: 0,5 А по Гишу и Уайту, 1950; 1,3 А по Стерджису, Рейну
и Кангасу, 19575 но фактический ток, генерирующий заряд, в не-
сколько раз больше, причем значительная часть его рассеивается
внутри облака, что обусловлено главным образом проводимостью
последнего. Приведенные значения относятся к грозовому облаку
в целом. Напомним, что такое облако обычно состоит из несколь-
ких очагов на различных стадиях развития

16.3. Второстепенные заряды грозового облака. Кроме основ-
ных зарядов, в грозовом облаке, несомненно, присутствуют и дру-
гие заряды, наиболее существенным из которых является поло-
жительный заряд, обнаруженный в некоторых облаках, но сущест-
вующий, возможно, и во всех грозовых облаках при температуре
выше точки замерзания воды.

Данные измерения во время гроз градиентов потенциалов
вблизи земной поверхности и с помощью альтиэлектрографа по-
казывают, что простое представление структуры, состоящей из
двух или трех зарядов, недостаточно для описания детальной кар-
тины электрического строения облаков. Однако анализировать
данные этих измерений довольно трудно, поскольку на их резуль-
татах одновременно сказывается как относительное движение об-
лака и точки наблюдения, так и движение зарядов в облаке, т. е.
изменения структуры во времени могут быть приписаны особен-
ностям распределения заряда в пространстве.

16.4. Заряды в негрозовых облаках. Градиенты потенциала
в негрозовых облаках редко достигают величины, достаточной
для того, чтобы проявились эффекты, регистрируемые с помощью
альтиэлектрографа или с помощью аналогичных методов. По-
этому, несмотря на то, что условия в негрозовых облаках гораздо
стабильнее, о зарядах в них известно меньше, чем о зарядах
в грозовых облаках.1 2

1 Как отмечалось ранее (стр. 245), ток над грозовыми облаками на ЕТС ра-
вен в среднем 0,1—0,2 А.— Прим. ред.

2 Как отмечалось, сводка данных о негрозовых облаках, полученных на ос-
новании измерений в свободной атмосфере, дана Имянитовым и Чубариной (см.
стр. 281). — Прим. ред.
Измеряемый у поверхности земли отрицательный градиент по-
тенциала под облаком, дающим обложной дождь, показывает, что
в основании облака существует отрицательный заряд, но судить
о зарядах в верхней части облака можно только с помощью кос-
венных методов (например, см. § 10.14). Если бы оказалось, что
электрическое строение облака, дающего обложной дождь (слои-
сто-дождевого облака), аналогично схеме распределения основ-
ных зарядов грозового облака (кучево-дождевого облака), то
к разделению зарядов в облаках обоих видов мог бы приводить
один и тот же процесс, хотя скорость разделения зарядов в слу-
чае слоисто-дождевого облака намного меньше. Но если электри-
ческое строение у них различное, тогда действующий в грозовом
облаке процесс разделения заряда практически не играл бы роли
в облаке, дающем обложной дождь, в котором разделение заряда
должно происходить под действием какого-то другого процесса,
совершенно несущественного для грозового облака. Таким обра-
зом, вопрос об электрической природе облака, дающего обложной
дождь, не только интересен сам по себе, но и может пролить свет
на процесс разделения заряда в грозовых облаках.

Обычно полагают, что в облаках, не дающих осадки, содер-
жится незначительные объемные заряды, однако в нескольких
случаях Леколазе (1946) обнаружил электрические поля, вызы-
ваемые зарядами некоторых кучевых облаков хорошей погоды,
а Ганн (1952) нашел, что капельки в кучевых облаках хорошей
погоды могут быть заряженными (см. § 13.7). Витлок и Чалмерс
(1956) обнаружили, что заряды в слоистых и слоисто-кучевых
облаках малы, однако не настолько, чтобы поля от них не были
заметны (см. § 5.62, 13.7).

16.5. Механизмы разделения зарядов. Существуют две стадии
разделения зарядов в облаке.

На первой стадии частицы, заряженные противоположно, дви-
жутся относительно друг друга. Эти заряды, по-видимому, попадают
в облако извне в виде обычных ионов. Возможно, также, что суще-
ствует некий процесс, в результате которого образуются равные
по величине и противоположные по знаку заряды на различных
частицах.

На второй стадии происходит пространственное разделение
этих зарядов. Частицы с зарядами одного знака смещаются по
отношению к частицам с зарядами противоположного знака. По-
лагают, что это движение происходит под действием гравитации.
При этом частицы большого размера движутся вниз относительно
восходящего воздушного потока быстрее, чем более мелкие ча-
стицы. Если частицы с зарядами разных знаков образуются в од-
ном и том же месте, то трудно, если это вообще возможно, пред-
ставить себе какой-либо иной механизм их пространственного
разделения. Однако если заряды поступают в облако в виде
ионов, вероятность их присоединения в соответствующих частях
облака к более крупным частицам может зависеть от знака ионов,
и пространственное разделение зарядов облака может быть осу-
ществлено в результате относительного вертикального движения
различных частей облака.

16.6. Связь между осадками и электризацией. Существует хо-
рошо выраженная связь между осадками и электрической актив-
ностью в облаках. В облаках, не дающих осадков, электрические
эффекты проявляются — если они вообще проявляются — очень
слабо. Когда же облако находится в процессе развития, электри-
зация и осадки возникают почти одновременно (см. § 12.24). От-
сюда можно сделать логический вывод, что осадки вызывают
электризацию, но он не является единственно возможным. Мур,
Воннегат и Ботка (1958) предположили, что осадки возникают
под действием электризации (см. § 12.24), но в действительности
может быть и так, что и осадки, и электризация независимо воз-
никают в результате действия некоторого общего для них физи-
ческого процесса в облаке.

Если все же осадки вызывают электризацию, то они не могут
являться ее единственной причиной, поскольку интенсивность раз-
деления заряда не соответствует количеству осадков. Сравнение
электрических эффектов в кучево-дождевых и слоисто-дождевых
облаках показывает, что они различаются гораздо больше, чем
интенсивности осадков из облаков этих видов.

Большинство авторов в последние годы считали доказанным,
что осадки являются главной причиной, благодаря которой под
действием гравитации заряды разделяются в пространстве. На
основании этого большинство теорий привлекает осадки в каче-
стве фактора, обеспечивающего начальный процесс разделения
заряда.

Важным фактом, относящимся к связи осадков с электриза-
цией, как подчеркнули Мур, Воннегат и Эмсли (1959), является
то, что электрический заряд, фактически переносимый дождем на
землю, является лишь очень малой частью полного заряда, на-
ходящегося внутри облака. Это подтверждают и данные наблю-
дений, проведенных внутри грозового облака.

16.7. Связь со льдом. Если считать доказанным, что основное
разделение заряда связано с падением частиц осадков через об-
лако, тогда очевидно, что по крайней мере в большинстве слу-
чаев разделение происходит там, где твердые частицы осадков
падают через облако, состоящее из переохлажденных водяных
капель.

Измерения с помощью альтиэлектрографа (§ 12.15) и измере-
ния, проведенные на Цугшпице (§ 12.16), показывают, что ос-
новное разделение зарядов происходит на уровне, который опре-
деляется не высотой над поверхностью земли и не высотой над
основанием облака, а температурой, причем максимальное раз-
деление наблюдается на уровне с температурой около —12° С. На
этих уровнях осадки находятся в твердом состоянии, а облако
главным образом, хотя и не полностью, состоит из переохлажден-
ных водяных капель.

Однако, как это обсуждалось в § 12.26, молния наблюдалась
из облаков, в которых не может содержаться лед. Если удастся
выяснить, что электрическая структура этих облаков аналогична
структуре грозовых облаков обычного типа, тогда лед вовсе не
является необходимым для всех грозовых облаков.

Кютнер (1950) утверждал, что для грозового процесса, по-
видимому, необходимо, чтобы облако простиралось ниже уровня
точки замерзания, где осадки могут растаять. Наблюдения, од-
нако, показывают, что в некоторых случаях этого не происходит.
Гроза не развивается, когда все частицы облака замерзают и не
остается переохлажденных частиц.

Вполне возможно, что осадки в грозовых облаках иногда или
даже часто начинаются под действием коагуляции, но растущие
частицы осадков переносятся вверх на такую высоту, что они
замерзают, и, выпадая, пребывают в твердом, а не в жидком со-
стоянии. Таким образом, если делается вывод о том, что электри-
зация может быть связана с наличием осадков, выпадающих
в твердом состоянии, то из него вовсе не вытекает, что начальный
механизм образования осадков неизбежно связан с наличием
в облаках льда.

По результатам, полученным при исследовании облаков, даю-
щих обложные дожди и снегопады (см. § 10.25), по-видимому,
можно предположить, что существуют два различных процесса
разделения заряда. Смит (1951Ь) предположил, что в приведен-
ных Симпсоном (1949) нескольких примерах довольно сильного
дождя с малой электрической активностью могли бы быть слу-
чаи, когда осадки вызывались коагуляцией капель, и что частицы
осадков все проходят состояние твердой фазы. Метеорологиче-
ские наблюдения, по-видимому, подтверждают предположение
Смита, а Сиварамакришнан (1960) обнаружил сходные случаи.
Если это предположение подтвердится, значит для обоих про-
цессов разделения зарядов в обычном обложном дожде требуется
наличие ледяной фазы, иначе даже процесс, происходящий в ни-
жней части облака, приводил бы к заряжению облака, много
меньшему наблюдаемого.

16.8. Требования к теории, учитывающей осадки. Если считать,
что для процесса разделения основных зарядов грозового облака
необходимы осадки, то любая теория, учитывающая это, должна
удовлетворять следующим требованиям.

1. В процессе разделения должны образовываться верхний по-
ложительный и нижний отрицательный заряды.

2. Движение зарядов в процессе их разделения должно приво-
дить к возникновению тока величиной до нескольких ампер.

3. Процесс разделения зарядов должен происходить при тем-
пературе ниже точки замерзания.

4. Процесс разделения должен быть связан с твердыми осад-
ками.

5. Процесс разделения в слоисто-дождевых облаках, если он
там происходит, значительно менее эффективен, чем в кучево-
дождевых облаках.
Учитывая эти требования, а также условие, чтобы любая
предложенная гипотеза о процессе разделения зарядов соответ-
ствовала существующим знаниям явлений, происходящих в обла-
ках, включая явление образования осадков, можно прийти к не-
которым определенным выводам.

При пространственном разделении зарядов под действием гра-
витации более тяжелые частицы, переносящие вниз отрицатель-
ный заряд, являются (требование 4) твердыми частицами осад-
ков. Более легкие частицы, переносящие положительный заряд,
должны двигаться вверх в восходящем воздушном потоке грозо-
вого облака. Этими частицами могут являться ионы, находящиеся
в атмосфере, капельки облака, а также более мелкие, чем в осад-
ках, частички воды или льда.1

Для объяснения требования 5 необходимо принять без дока-
зательства, что облако, обладает некоторым свойством, важным
для разделения заряда, благодаря которому кучево-дождевые
облака отличаются от слоисто-дождевых. Различие в вертикаль-
ных воздушных потоках в облаках этих двух видов не может
повлиять на степень разделения зарядов под действием гравита-
ции, поскольку оно зависит лишь от различия относительных ско-
ростей падения разноименно заряженных частиц. Важным отли-
чием кучево-дождевых облаков от слоисто-дождевых является ве-
личина турбулентности в них. И если именно это определяет раз-
личие в электрической структуре двух видов облаков, тогда тур-
булентность должна играть роль в начальном процессе разделе-
ния заряда.

16.9. Маскировка зарядов. При изучении разделения зарядов
обычно учитывалось, что основной процесс их разделения связан
с отрицательно заряженными осадками, причем положительный
заряд при этом остается в воздухе. Фактически, по предположе-
нию Кютнера (1956), дело обстоит не так. Он утверждал, что
если разделение заряда продолжается непрерывно в воздухе без
всякого вертикального движения, то заряд осадков постоянно
удаляется, а остающийся заряд имеет по сравнению с ним про-
тивоположный знак и вскоре становится по величине больше за-
ряда осадков. Однако там, где имеется восходящий поток, до-
статочный, чтобы переносить вверх частицы осадков, заряды на
этих частицах будут непрерывно расти и не будут маскироваться
зарядами противоположного знака. Исходя из этого, Кютнер
предположил, что основной процесс разделения заряда в грозо-
вом облаке должен происходить при движении положительно за-
ряженных частиц осадков относительно отрицательно заряжен-
ных более мелких частиц.

' Напомним, что возможен процесс электризации облака указанной электри-
ческой структуры, при котором из нейтрального облака выпадают положитель-
ные заряды, облако при этом заряжается отрицательно, и под действием заряда
облака за счет токов проводимости верхняя часть облака заряжается положи-
тельно (см. § 16.9).— Прим. ред.
Кютнер сам обратил внимание на главную трудность в этой
теории, а именно на то, что для объяснения сохранения заряда
земли в сравнении с током над облаком или результатами Гиша и
Уайта (1950), эта теория должна принять модель грозового об-
лака, в которой расположение зарядов противоположно наблю-
даемому. Другая трудность теории Кютнера — объяснение, где
расположатся отрицательные заряды, движущиеся вверх в вос-
ходящем потоке быстрее частиц осадков.

Однако именно эта теория четко объясняет существование
нижнего положительного заряда. Если разделение зарядов имеет
место только выше определенного уровня, например, над уров-
нем замерзания, тогда ниже этого уровня единственным сущест-
вующим зарядом будет заряд осадков.

16.10. Величины зарядов в облаке. Полагая, как и в преды-
дущем параграфе, что разделение заряда в пространстве осуще-
ствляется под действием гравитации, можно оценить относитель-
ную скорость разделения, зависящую от реальных свойств имею-
щихся в облаке частиц.

После вспышки молнии восстановление градиента потенциала
сначала должно происходить со скоростью, с которой происходит
гравитационное разделение. Таким образом, если скорость вос-
становления дает ток разделения, который, предположим, не рас-
сеивается внутри облака, и если скорость разделения известна, то
можно подсчитать величину зарядов, вовлеченных в процесс. Эти
заряды обоих знаков существуют в одной и той же области об-
лака и выявляются как свободные заряды только после грави-
тационного разделения.

Гиш (1951) указал на то, что скорость восстановления гради-
ента потенциала после грозовых разрядов обусловливает ток в не-
сколько ампер и что скорость гравитационного разделения даже
наиболее тяжелых частиц — частиц осадков — и наиболее легких
частиц — ионов в атмосфере — не может быть больше нескольких
м/с, так что плотность разделяющихся зарядов и величины за-
рядов частиц должны быть очень большими. Гиш рассчитал, что
величина этих зарядов должна быть близкой к предельной—та-
кой, какую частицы воды и льда могли бы переносить без пробоя.

Ганн (19545) обнаружил, что, согласно его собственным из-
мерениям зарядов капель в облаках (Ганн, 1960), наблюдаемая
величина плотности заряда удовлетворяет предъявляемым к ней
требованиям.

Вормель (1953а) более точно рассчитал, что для восстановле-
ния электрического момента грозового разряда, равного в сред-
нем ПО Кл-км, в течение 7 с при относительной скорости
смещения частиц с разными знаками заряда 11 м/с суммарная
величина заряда любого знака в облаке должна быть около
1400 Кл. При этом только 20 или 30 Кл представляют собой за-
ряд, нейтрализуемый грозовым разрядом, или заряд, создающий
градиент потенциала вне облака. Если относительная скорость
разделения меньше довольно высокого значения, равного 11 м/с,
то требуемая величина заряда должна быть соответственно боль-
шей. Аналогичные расчеты были сделаны Мейсоном (1953а).

Соображения, изложенные выше, имеют важные следствия
в связи с теориями, описывающими начальное разделение заряда.
Если предположить, что разделение заряда в пространстве осу-
ществляется посредством гравитации и что относительная ско-
рость разделения составляет несколько м/с, то величина рассчи-
танных зарядов приближается к пределу, который определяется
предельно возможными величинами зарядов, переносимыми ча-
стицами осадков. Любую теорию, в которой рассматриваются от-
носительные скорости перемещения разноименно заряженных ча-
стиц, много меньшие этой, следует полностью исключить; поэтому
совершенно невозможно, чтобы заряды противоположного знака
переносились, например, капельками облака и атмосферными
ионами. Кроме того, чтобы заряд мог достичь требуемой вели-
чины, он должен образоваться и существовать в слое достаточной
толщины (более 1 км), что полностью исключает любой процесс
разделения, ограниченный одним значением температуры и, сле-
довательно, одним уровнем.

Если, однако, разделение в пространстве происходит не под
действием гравитации, а по какой-либо другой причине, то отно-
сительные скорости движения разноименно заряженных частиц
могут быть больше, а величины разделенных зарядов, следова-
тельно, могут быть меньше. Однако, как будет показано в § 16.32,
единственная приемлемая теория, не привлекающая гравитацию
как причину разделения заряда в пространстве, обладает некото-
рыми серьезными недостатками.

Лезем и Мейсон (1961Ь) предположили, что в грозе средней
•силы образование заряда должно происходить со скоростью по-
рядка 1 Кл на 1 км3 в минуту. Следует подчеркнуть, что эта ско-
рость должна соответствовать фактически существующей скоро-
сти образования зарядов или скорости использования зарядов,
накопленных в атмосфере.

16.11. Заряды во время сильных гроз. В обычных грозах, как
правило, за промежуток времени между двумя последующими
вспышками молнии градиент потенциала успевает достичь ста-
ционарного состояния. Однако существуют очень сильные грозы,
в которых вспышки молнии следуют так часто друг за другом,
что о стационарном состоянии градиента не может быть и речи.
В обычных грозах, если бы не было молнии, условие равновесия
было бы таким, что градиенты потенциала не намного превышали
бы пробивные значения. Однако в сильных грозах условию рав-
новесия соответствовали бы гораздо более высокие градиенты по-
тенциала.

На основании вышеизложенного и данных о количестве элек-
тричества, переносимого молниями, можно сделать вывод, что
в сильных грозах скорость разделения заряда должна быть на-
много больше, чем в обычных грозах. Это относится к обеим
стадиям процесса разделения, а именно к первоначальному
образованию зарядов или присоединению зарядов разного знака
к движущимся частицам, а также к пространственному разделе-
нию разноименно заряженных частиц.

Рассмотрим сначала вторую стадию. Если разделение зарядов
в пространстве происходит за счет гравитации, то относительная
скорость движения частиц не может превышать нескольких м/с,
следовательно, для большего тока разделения требуются гораздо
большие плотности зарядов. Если бы можно было точно подсчи-
тать, каким должен быть ток разделения, и оценить число и раз-
меры капель и (или) частиц льда в облаке, то стало бы ясно,
могут ли эти частицы фактически переносить рассматриваемые
заряды. Если бы оказалось, например, что градиенты потенциала
на поверхности частиц превышают пробивные значения, то от-
сюда следовало бы, что в сильных грозах пространственное раз-
деление зарядов должно осуществляться не за счет гравитации,
а посредством некоторого другого процесса с большими относи-
тельными скоростями падения частиц с зарядами разных знаков.
Отметим, что в облаках слишком мало градин большого раз-
мера, быстро падающих под действием гравитации, чтобы они
могли обеспечить требуемый ток.

Нс только процесс пространственного разделения должен про-
текать достаточно быстро для обеспечения наблюдаемых во время
сильных гроз токов. Нужно также, чтобы и первоначальный про-
цесс образования заряда на частицах происходил очень быстро,
создавая необходимую величину их зарядов. Если процесс заря-
жения частиц сводится к образованию разных по величине и про-
тивоположных по знаку зарядов на первоначально нейтральных
телах, то никаких трудностей в теории такого процесса не воз-
никает. Если же заряжение частиц происходит за счет захвата
ионов атмосферы, то нужно постулировать существование некоего
источника ионов, много более мощного, чем действующие обычно
в атмосфере.

16.12. Классификация теорий, привлекающих гравитацию для
объяснения возникновения объемных зарядов. Если пространст-
венное разделение зарядов вызывается гравитацией, то различие
теорий сводится к различию причин первоначального появления
зарядов на частицах различных размеров, и теории можно клас-
сифицировать просто в соответствии с природой возникновения
зарядов на частицах.

Для одного класса теорий характерен процесс присоединения
к частицам разных размеров естественных ионов, которые суще-
ствуют в данной области и которые первоначально были образо-
ваны космическими лучами, радиоактивностью и т. д. Теория
этого класса должна объяснить, как ионы одного знака присоеди-
няются преимущественно к более тяжелым частицам, в то время
как ионы противоположного знака присоединяются к более лег-
ким частицам или же остаются ионами в воздухе.

Теории другого класса рассматривают некий процесс, в ре-
зультате которого образуются положительные и отрицательные
заряды на телах, которые первоначально были нейтральными,
причем заряды различных знаков связаны с частицами разного
размера.

Скорость, с которой заряды разделяются в соответствии с тео-
риями первого класса, ограничена скоростью образования ионов,
для теорий второго класса такое ограничение отсутствует.

Из теорий, рассматриваемых ниже, теории Гердиена (1905а),
Эльстера и Гейтеля (1885, 1913), Вильсона (1929 и 1956), Уайта
(1948), Ганна (1935, 1954с) и Френкеля (1944, 1946, 1947) отно-
сятся к первому классу, а все остальные — ко второму.

16.13. Теория Гердиена. Томсон (1898) предположил, что во-
дяной пар конденсируется на ионах одного знака заряда легче,
чем на ионах другого знака, и что это может явиться причиной
разделения зарядов в облаках. Вильсон (1899) обнаружил, что
такое различие действительно имеет место при конденсации пара
на ионах в пересыщенном воздухе, из которого были удалены
ядра, причем водяной пар легче конденсируется на отрицатель-
ных ионах. На этом эффекте основал свою теорию зарядов в об-
лаке Гердиен (1905а). Однако позднее было установлено, что не-
обходимые для такого процесса условия, а именно четырехкрат-
ное пересыщение, в атмосфере никогда не реализуются, потому
что в ней всегда присутствуют ядра конденсации. Поэтому тео-
рия Гердиена, которую Вильсон никогда не поддерживал, в на-
стоящее время имеет только исторический интерес.

16.14. Индукционные теории. Эльстер и Гейтель (1885) выдви-
нули идею о том, что дождевые капли, поляризованные в имею-
щемся электрическом поле, соприкасаясь с частицами облака, бу-
дут заряжать их. В вертикальных воздушных потоках, сущест-
вующих во время дождя, возникают объемные заряды разных
знаков на более крупных дождевых каплях и более мелких ча-
стицах облака. Сначала Эльстер и Гейтель предположили, что
частицы облака при контактах с каплями будут снимать заряд
с их верхней части, и если заряд образован поляризацией капли
в уже имеющемся поле, то этот эффект должен уменьшать, а не
увеличивать существующий градиент потенциала. Однако позднее
Эльстер и Гейтель (1913) рассмотрели удары облачных частиц
о нижнюю половину капли осадков, обеспечивающие возрастание
градиента потенциала.

Трудность, связанная с обоими вариантами теории Эльстера и
Гейтеля, заключается в следующем: может ли быть осуществлен
' электрический контакт без коагуляции капель. Данные Гшвенда
< (1922) подтвердили возможность контакта без коагуляции, а ре-

зультаты Шумана (1925) опровергли такую возможность. Готт
(1935) также не обнаружил процесса образования заряда в ус-
ловиях, аналогичных рассматриваемым в этой теории. Впоследст-
вии Сартор (1954) исследовал явления коагуляции водяных ка-
пель в минеральном масле. Используя то же самое число Рей-
нольдса, что и для капелек облака в воздухе, он мог исследовать
контакты капель гораздо большего размера и не встречающиеся
в облаке. Прикладывая вертикальное электрическое поле, он об-
наружил эффекты, которые дали возможность предположить, что
в некоторых случаях электрический контакт на нижней половине
такой капли осуществляется без коагуляции. Он предложил тео-
рию разделения заряда, аналогичную второй теории Эльстера и
Гейтеля. Хотя числа Рейнольдса, использованные в опытах Сар-
тора, обеспечивают сходные гидростатические свойства в опыте
и в природе, поверхностные явления в обоих случаях могут быть
разными, и то, что этот эффект электризации проявляется для
больших водяных капель в минеральном масле, вовсе не озна-
чает, что он будет иметь место и для малых водяных капель
в воздухе.

Сартору (1961) на основе гидродинамических и электростати-
ческих расчетов удалось показать, что маленькая капля, двигаясь
относительно большой, приходит в самый тесный контакт с ниж-
ней частью большой капли. Он предположил, что может проис-
ходить передача заряда без коагуляции частиц, и пытался пока-
зать, что расчеты по его теории дают такое интенсивное разде-
ление зарядов, которое находится в приблизительном согласии
с интенсивностью, наблюдаемой в грозах. Расчеты Сартора от-
носятся к водяным каплям, а не к частицам льда, однако он счи-
тал, что при наличии ледяных частиц процесс мог бы протекать
более эффективно. Расчеты по теории Сартора, таким образом,
могли бы объяснить даже тепловые грозы (см. § 12.26), но пред-
сказывают, что при наличии льда все эффекты будут более ин-
тенсивными.

Сартор (1965) подсчитал, что при индуктивном заряжении ча-
стиц, сталкивающихся в поляризующем электрическом поле, ско-
рости разделения заряда должны быть по крайней мере сравни-
мыми с теми, которые обусловливаются другими механизмами.

16.15. Теория Вильсона. Вильсон (1929) предположил, что раз-
деление заряда в грозовых облаках может происходить, как это
рассматривалось выше, вследствие захвата иона водяными кап-
лями. При обычном положительном градиенте потенциала падаю-
щие водяные капли могут приобрести отрицательный заряд, если
положительные ионы двигаются медленнее, чем капли. При под-
ходящих условиях этот процесс может вызвать увеличение гра-
диента потенциала, а следовательно, и наблюдаемую полярность
облаков.

Были возражения против теории Вильсона, так как она объ-
ясняет наблюдаемую полярность облаков только как следствие
нормального положительного градиента потенциала атмосферы
в зонах хорошей погоды, а сохранение самого градиента потен-
циала— наличием грозовых эффектов. Полагали, что это столь
же невероятно, как поднять самого себя за шнурки на ботинках!
Отвечая на возражения, Вильсон указал, что если бы первона-
чально различная полярность облаков была равновероятной, то
вследствие большой подвижности электронов по сравнению с по-
ложительными ионами на уровнях электросферы перенос элек-
тронов на положительно заряженные верхние части облаков осу-
ществился бы легче, чем перенос положительных ионов на отри-
цательно заряженные верхние части облаков. Это дало бы
положительный потенциал электросферы, а следовательно, и по-
ложительный градиент потенциала в зонах хорошей погоды, что
в свою очередь привело бы к положительной полярности
облаков.

Возможно, серьезные возражения против теории Вильсона вы-
зывает то, что условия, при которых этот процесс может приве-
сти к разделению заряда, очень ограничены. Прежде всего поло-
жительные ионы должны быть «медленными», а не «быстрыми»
в соответствии с определением § 3.11. Однако если бы разделе-
ние заряда достигло той степени, какая достигается в грозовых
облаках, величина градиента потенциала внутри облака была бы
достаточной для ускорения легких ионов, и поэтому положитель-
ные ионы нейтрализовали бы любые отрицательные заряды на
каплях и воспрепятствовали бы увеличению разделения заряда.
Таким образом, процесс разделения заряда возрастал бы лишь
при отсутствии легких ионов. В настоящее время нет данных
о размерах ионов внутри грозовых облаков, хотя известно, что
в кучевых облаках легкие ионы существуют (см. § 7.20).

Процесс, положенный в основу теории Вильсона, заключается
в том, что водяные капли снова переносят вниз часть отрица-
тельного заряда, поднимающегося вверх благодаря токам прово-
димости. Но это не относится в той же степени к положитель-
ному заряду, движущемуся вниз вследствие токов проводимости.
Из этого следует, что при стационарных условиях в неподвижном
воздухе возникает результирующий ток, переносящий положи-
тельный заряд вниз и некоторый отрицательный заряд вверх и
поэтому уменьшающий существующее разделение заряда.

Однако если существует вертикальный воздушный поток, ско-
рость которого меньше вертикальной скорости падения капель,
но больше вертикальной скорости положительных ионов, движу-
щихся благодаря действию поля, может происходить разделение
зарядов. Эти весьма жесткие ограничения верхнего и нижнего'
пределов скорости воздушного потока являются, по-видимому,
значительно более жесткими, по сравнению с реально существую-
щими в грозовых облаках. Однако до сих пор мы знаем слишком
мало о строении гроз для окончательного решения этого вопроса.
В процессе, рассмотренном Вильсоном, используются для зарядки
капель ионы, уже имеющиеся в атмосфере; вопрос о том, доста-
точно ли этих ионов, будет рассмотрен ниже (§ 16.30).

В теории Вильсона в ее первоначальной форме изучалось за-
ряжение водяных капель и, когда было найдено, что основное
разделение зарядов происходит при температурах ниже точки
замерзания, так что частицы осадков, по всей вероятности, на-
ходятся в твердом состоянии, стало ясно, что теория Вильсона не
в состоянии объяснить наблюдаемые эффекты. Однако Чалмерс
(1947) показал, что кристаллы льда могут заряжаться так же, как
в процессе Вильсона заряжаются водяные капли, поэтому это
возражение против теории Вильсона отпало.

Несмотря на критику, которой может быть подвергнута теория
Вильсона, даваемое ею объяснение основного разделения заря-
дов в грозовых облаках нельзя сразу отбросить. Эксперименты
Готта (1933, 1935), Мюлейзена и Холла (1953) показали, что
такой процесс образования зарядов, по крайней мере при неко-
торых условиях, все же имеет место. Но, если исходить из со-
временных представлений, мало вероятно, что этот процесс яв-
ляется тем основным, благодаря которому происходит образова-
ние зарядов в грозовых облаках.

16.16. Теория Уолла. Уолл (1948) создал теорию, которая яв-
ляется разновидностью теории Вильсона; в ней, помимо поля хо-
рошей погоды, существует и другая причина поляризации рас-
сматриваемых частиц осадков.

Не имея экспериментальных данных, он предположил, что
кристаллы льда падают таким образом, что на их нижней сто-
роне образуется положительный заряд. После этого отрицатель-
ные заряды, как и в теории Вильсона, поступают на нижнюю
часть такого кристалла, а положительные заряды, если условия
тому благоприятствуют, не могут оседать на его верхней части.
Если кристалл растет, то на нижней его стороне появляются но-
вые положительные заряды, которые вновь притягивают отрица-
тельные заряды.

Ясно, что теория Уолла обладает многими теми же недостат-
ками, что и теория Вильсона. Трудности, связанные с определе-
нием возможности полярности облака, преодолеваются в ней
только вследствие предположения без каких бы то ни было экс-
периментальных доказательств существования эффекта. Вскоре
после создания теории Уолла Израэль (1950а) тщательно проана-
лизировал ее. В настоящее время эта теория имеет только исто-
рический интерес.

16.17. Теории гальванического элемента. Ганн (1935) предло-
жил рассматривать капельку воды и окружающий ее воздух, со-
держащий водяной пар и ионы, как концентрационный гальва-
нический элемент. В этом случае водяные капли, на которых
конденсируется пар, должны зарядиться отрицательно, а капли,
•с которых происходит испарение, — положнительно. В результате
такого начального процесса разделения заряда за счет гравитации
могло произойти крупномасштабное разделение зарядов. Впослед-
ствии идеи Ганна изменились, они будут описаны в § 16.18.

Френкель (1944, 1946, 1947)1 выдвинул теорию, несколько по-
хожую на теорию Ганна, которая довольно широко обсуждалась.
В ней предполагалось, что в поверхностном слое ка-

1 Теория Френкеля с привлечением представлений о роли диффузии ионов и
двойного слоя на поверхности капель с учетом роли коагуляции, изложена
в работе 1949 г. (см. список литературы), о чем, по-видимому, не знает Чал-
мерс.— Прим. ред.
пельки воды существует разность потенциалов наподобие двой-
ного слоя с отрицательным зарядом снаружи. Ион, попавший
между зарядами этого двойного слоя, движется внутрь, если он
заряжен положительно, и наружу, если заряжен' отрицательно.
Этот процесс можно рассмотреть и на основе энергетических со-
ображений и на основании закона Больцмана: отрицательный ион,
находящийся внутри капельки, обладает меньшей энергией, чем
ион, находящийся снаружи, а положительный ион внутри ка-
пельки обладает большей энергией, поэтому капелька стремится
зарядиться отрицательно. Затем под действием силы тяжести ка-
пли падают относительно окружающего воздуха, что приводит
к вертикальному разделению заряда той полярности, какая и дол-
жна существовать для грозового облака.

Обе эти теории, по-видимому, не удовлетворяют ряду требо-
ваний, изложенных выше для процесса основного разделения за-
рядов в грозовом облаке. Прежде всего процессы, на которых они
основываются, связаны с наличием воды в жидком состоянии,
а не со льдом, и поэтому их действие может проявляться, если
оно вообще проявляется, при температурах, не характерных для
областей разделения зарядов в грозовых облаках. Перенести
идеи Френкеля о заряжении капель на заряжение кристаллов
льда не представляется возможным, поскольку мало вероятно,
что на поверхностях кристаллов будет возникать такая же раз-
ность потенциалов в двойном слое, как на каплях. Это, по всей
вероятности, относится также и к соображениям Ганна. Во-вто-
рых, процесс преимущественного захвата ионов происходит неза-
висимо от того, выпадают ли из облака осадки или нет. Поэтому
можно было бы ожидать, что не только дождевые (кучево-до-
ждевые и слоисто-дождевые облака), но и недождящие облака
(слоистые п слоисто-кучевые облака) будут создавать эффекты
электризации одного порядка, тогда как известно, что в недождя-
щих облаках возникают очень слабые эффекты электризации.
Разделение зарядов под действием силы тяжести, происходящее
между капельками облака и воздухом, намного слабее разделе-
ния, происходящего между частицами осадков и воздухом. В этом
смысле рассматриваемые процессы менее эффективны в образо-
вании крупномасштабного разделения, чем другие предложенные
процессы, и, почти несомненно, являются неудовлетворительными
для объяснения электризации облаков (см. § 16.10). Как и в тео-
рии Вильсона, оба эти процесса могут заметно проявляться толь-
ко при наличии достаточного количества естественных ионов. По-
этому также остается открытым вопрос об источнике ионов,
достаточно эффективном для создания необходимого тока заря-
жения облака. Шеппард (1950), довольно подробно рассмотрев
теорию Френкеля, указал и на некоторые другие заслуживающие
критики особенности этой теории.

В двух этих теориях содержится столько неудовлетворитель-
ных моментов, что процессы, рассматриваемые в них, нельзя
принять в качестве основного процесса разделения зарядов в
шшййШШ

грозовых облаках, а благосклонные отзывы, данные некоторыми ав-
торами (например, Израэль, 1950а) на теорию Френкеля, кажутся
незаслуженными.1 Однако хотя на основании этих теорий нельзя
объяснить основной процесс разделения зарядов в грозовых об-
лаках, вполне возможно, что их следует рассмотреть в связи
с гораздо менее интенсивным процессом разделения зарядов, ко-
торый, по-видимому, существует в слоистых и слоисто-кучевых
облаках (см. § 13.7).

16.18. Диффузионная теория. Ганн (1954с) рассмотрел захват
ионов каплями, вызываемый процессом диффузии, и показал, что
в атмосфере с равным числом ионов обоих знаков капли будут
заряжаться отрицательно вследствие большего коэффициента
диффузии отрицательных ионов. Если капли находятся в атмо-
сфере в стационарных условиях, то ионы постепенно удаляются
из их окрестностей, и величина заряда на каплях может упасть
до нуля. Для падающих капель такого ионного обеднения при-
легающей к ним области не происходит, и заряд на них может
стать довольно большим. Эксперименты, проведенные Филлип-
сом и Ганном (1954) с металлическими шариками, показали, что
процесс заряжения действительно происходит в соответствии
с этой теорией.

Эта теория, по всей вероятности, не объясняла разделение
зарядов в грозовых облаках, а Ганн и не претендовал на это, но
могла быть использована для объяснения процесса заряжения
осадков и капелек облака. Позднее Ганн (1956) предположил,
что начальный процесс электризации в грозах может происходить
по рассмотренной схеме диффузионной теории.

16.19. Эффекты коагуляции. Шишкин (1965) модернизировал
теории, рассмотренные в § 16.17 и 16.18, устранив некоторые
трудности, перечисленные выше.2

Во-первых, он рассмотрел процесс заряжения облачных капе-
лек, как в результате диффузии, так и в результате эффекта на-
личия разности потенциалов на границе воздух—вода, а также
коагуляцию этих облачных капелек на падающих частицах, кото-
рая происходит независимо' от того, твердыми или жидкими яв-
ляются последние. Во-вторых, он оценил роль коагуляции частиц
облаков (независимо от того, твердые они или жидкие) в созда-
нии сильно заряженных частиц осадков и показал, что большие
заряды и большие градиенты потенциала могут возникать без
наличия в облаках фазовых переходов.

По рассмотренной теории, электризация облаков должна про-
исходить и в жидких, и в твердых осадках подобным образом.

16.20. Теория конвекции Вильсона. Вильсон (1956) ревизовал
свою теорию электризации облаков и включил в нее старую схему
(§ 16.15) лишь для объяснения начальной стадии электризации

1 Теория атмосферного электричества Френкеля не сводится к частности,
о которой упоминает Чалмерс.— Прим. ред.

2 Указанная модернизация в значительной степени проведена в работе Френ-
келя и Шишкина (1946) и в работе Френкеля (1949).— Прим. ред.
облака. Он предположил, что положительные ионы, движущиеся
под облаком вверх и образованные главным образом разрядом
с острий, захватываются облачными капельками и переносятся
в верхнюю часть облака, образуя в нем верхний положительный
заряд. Тем временем отрицательные ионы, притянутые этим по-
ложительным зарядом, из области, расположенной над облаком,
каким-то образом присоединяются к частицам осадков и падают,
образуя отрицательный заряд в нижней части облака.

Согласно этой теории, требуемые ионы поступают в облако
извне, а не создаются ограниченным источником, существующим
в самом облаке. В этом заключается ее преимущество перед бо-
лее ранней теорией Вильсона.

Признание подобной теории зависит от решения вопроса, по-
чему к частицам осадков присоединяются не положительно заря-
женные капельки, находящиеся в облаке, а отрицательные ионы.

16.21. Теория дробления капель. Ленард (1892) показал, что
разбрызгивание водяных капель вызывает разделение заряда,
причем вода заряжается положительно, а воздух — отрицательно.
Симпсон (1909), Нолан и Энрайт (1922) и другие авторы обна-
ружили, что разделение заряда происходит и при дроблении во-
дяных капель воздушными потоками. Очень сильные вертикаль-
ные воздушные потоки во время гроз могут вызвать дробление
водяных капель *, находящихся в рассматриваемом облаке, при
этом появляется область положительно заряженных капель, от-
деленная от области с отрицательно заряженным воздухом. Рас-
четы Симпсона (1927) показали, что этот эффект мог бы дать
разделение зарядов, величины которых соответствуют величине
зарядов, обнаруженных в грозовых облаках.

Измерения с помощью альтиэлектрографа показывают, что,
во-первых, в результате основного разделения заряда образуются
верхний положительный и нижний отрицательный заряды, а во-
вторых, разделение происходит при температурах ниже точки за-
мерзания, поэтому от теории дробления капель как теории, объ-
ясняющей основной процесс разделения зарядов, следует отка-
заться. Несмотря на это. Чепмен (1952) продолжил исследование
дробления капель и подтвердил вывод Симпсона о том, что ве-
личины возникающих при этом зарядов соответствуют необходи-
мым в грозовых облаках.

Возможно, что с этим процессом связано образование нижнего
положительного заряда (см. § 16.36).

16.22. Ранние теории электризации облаков, учитывающие дей-
ствие льда. Лювини (1884) использовал наблюдения Фарадея
(1843), заключавшиеся в том, что при соударении воды со льдом
лед электризуется положительно, а вода — отрицательно. Он счи-
тал, что такой процесс может произойти на уровне перистых об-

1 Имеется в виду, что в сильных воздушных потоках могут вырастать капли
достаточно большого диаметра (более 5 мм), разрушающиеся при свободном па-
дении или резком изменении скорости восходящего потока.— Прим. ред.
лаков и вызвать электризацию в воздухе. Зойке (1888) развил
эту теорию для применения к облакам, расположенным ниже пе-
ристых. Он предположил, что отрицательный заряд, возникающий
на водяных каплях, выпадает вместе с дождем и, таким образом,
поддерживает отрицательный заряд земли. Однако непосредст-
венные измерения показали, что заряд дождевых капель имеет
знак, противоположный предполагавшемуся. Зонке также выска-
зал мысль, что годичные изменения градиента потенциала обу-
словлены сезонным изменением высоты уровня точки замерзания,
но он не мог подобным же образом объяснить суточные измене-
ния. Кроме того, он считал, что электризация может быть выз-
вана турбулентностью внутри грозовых облаков.

Бриллюэн (1897) считал, что в результате фотоэлектрического
эффекта кристаллы льда в перистых облаках получают положи-
тельный заряд, а воздух — отрицательный.

Следует отметить, что эти ранние теории предполагали, что
электризация облаков связана с заряженными частицами льда,
хотя позднее, вплоть до 1937 г. все теории рассматривали элек-
тризацию за счет воды в жидком состоянии. Вероятно, это обу-
словлено тем, что не было ясного представления о наличии ле-
дяных частиц в кучево-дождевых облаках.

16.23. Теория соударений частиц льда. Как было установлено
в § 16.17, разделение заряда происходит, как правило, там, где
осадки находятся в твердом состоянии. Согласно этому, Симпсон
и Скрэйз (1937) предположили, что процесс разделения заряда
связан с соударением кристаллов льда друг с другом. Отрица-
тельный заряд при этом получают частицы льда, а положитель-
ный— в форме ионов — воздух. Симпсон (1919) таким процес-
сом уже пытался объяснить большие положительные градиенты
потенциала, обнаруженные во время метелей (см. § 5.66).

Как описано в § 3.13, данные наблюдений разделения заряда
вследствие столкновений частиц льда чрезвычайно, противоре-
чивы. Ясно, что в лабораторных экспериментах очень трудно до-
статочно точно воспроизвести условия, существующие внутри об-
лака, чтобы с уверенностью судить хотя бы о знаке, не говоря
уже о величине заряда, при его разделении. Поэтому кажется,
что, основываясь на имеющихся экспериментальных данных,
трудно решить вопрос о том, может ли процесс соударения ча-
стиц льда качественно и количественно объяснить заряды грозо-
вого облака.

На основании своих экспериментов Рейнольдс (1954) и Рей-
нольдс, Брук и Гурли (1957) выдвинули разумную теорию элек-
тризации грозового облака. Результаты, приведенные в § 3.17,
дают следующую картину. Частица ледяной крупы при падении
через облако вырастает, собирая переохлажденные водяные ка-
пельки, которые замерзают на ней, выделяя скрытое тепло. Таким
образом, частица становится теплее окружающей ее среды. Кроме
того, ее химический состав будет близок к составу облачных ка-
пелек. Но маленькие кристаллы льда находятся при температуре
окружающей среды и, поскольку они вырастают за счет сублима-
ции пара, они будут химически более чистыми. Поэтому частица
града как вследствие своей температуры, так и вследствие своего1
химического состава будет обладать большей проводимостью,
чем маленькие кристаллы льда, с которыми она соударяется.
Следовательно, как показывают результаты лабораторных экспе-
риментов, капля становится заряженной отрицательно, а кри-
сталлы льда положительно. Попытки количественно оценить роль
этого процесса требуют более точных знаний условий внутри об-
лака. Однако кажется, что полученные из данных теории вели-
чины зарядов соответствуют наблюдаемым в природе.

Более поздние работы Хатчинсона (1960), Лезема и Мейсона
(19616) и Эванса и Хатчинсона (1963) позволили сделать вы-
вод, что эффекты соударения частиц льда намного меньше, чем
это было обнаружено Рейнольдсом (1954). Поэтому, если бы бо-
лее ранние количественные оценки были справедливыми, из по-
следних работ следовало бы, что на основе процесса соударения
частиц льда невозможно объяснить разделение заряда.

Расчеты, основанные на разумных допущениях, касающихся
числа столкновений, которые следует ожидать между кристалла-
ми льда и мягкими частицами града, совместно с результатами
наблюдений о передаче заряда при столкновениях, полученные
Леземом и Мейсоном (19616), позволили им сделать вывод, что
скорость образования заряда в грозовом облаке под действием
этого процесса составляет около 16-4 К на 1 км3 в минуту, тогда
как требуется величина в 104 раз больше этой. Рейнольдс и Брук
(1962) указали, что данные измерений Рейнольдса, Брука и Гур-
ли (1957) на самом деле дали намного большую (в 105 раз) скО'-
рость разделения заряда под действием соударения кристалла
льда и градины. Если это верно, то такая величина скорости про-
цесса образования заряда удовлетворяет грозовым условиям. Ле-
зем (1965) показал, что можно устранить указанное противо-
речие.

Качественно теория соударений частиц льда в значительной
степени удовлетворяет требованиям, приведенным ранее (§ 16.8);
в одном отношении она, по-видимому, превосходит большинство
других теорий, а именно она дает возможность ожидать гораздо
большие эффекты электризации в весьма турбулизованных ку-
чево-дождевых облаках по сравнению с гораздо более спокой-
ными слоисто-дождевыми облаками. Количественно данные тео-
рии и опытов в природе противоречивы, и, пока эта проблема
удовлетворительно не разрешена, не представляется возможным
однозначно оценить достоинства этой теории.

Лезем и Мейсон (1962) обнаружили, что рассматриваемый
эффект при наличии электрических полей, по порядку величины
соответствующих обнаруженным в грозовых облаках, увеличи-
вается ненамного.

Такахаси (1962) рассмотрел возникновение заряда во время
грозы при разрушении осколков, образующихся при замерзании

капель. Это разрушение происходит под действием их соударе-
ний, но не во время замерзания капель, как в теории Лезема и
Мейсона (1961Ь) (см. § 16.27), а позднее, после того, как ос-
колки за счет температурного градиента охладятся снаружи и,
следовательно, наружная часть зарядится положительно.

Рейтер и Канут (1965) предположили, что электризация при
соударении частиц льда или при их дроблении может происхо-
дить благодаря различию в концентрациях ионов МОГ в сталки-
вающихся частицах. Они считали, что ионы ЙОГ образуются
вследствие коронных разрядов с острых углов кристаллов льда.
Такой процесс создает положительную обратную связь между
обоими эффектами, так как электризация облака с ростом концен-
трации 1\Ю3 увеличивается, а концентрация МО3 растет с элек-
тризацией облака. Для действия такого механизма потребовалась
бы начальная электризация, вызванная каким-либо другим меха-
низмом электризации и способная создать поле, достаточное для
начала коронирования кристаллов. Авторы произвели лаборатор-
ные измерения, результаты которых находятся в согласии с их
теорией.

16.24. Теория выброса частиц льда. Финдайзен и Финдайзен
(1943) на основе полученных ими данных о зарядах на осколках
льда, образованных во время роста кристаллов льда из пара и
во время сублимации кристаллов льда (см. § 3.20), построили
теорию разделения зарядов в облаках. Согласно этой теории,
в облаках существует две области разделения зарядов разных
знаков: верхняя область, где частицы льда растут и приобретают
положительный заряд, а отрицательный некоторым образом рас-
пределяется на осколках льда, и нижняя область, где испаряю-
щиеся частицы льда приобретают отрицательный заряд. Предпо-
лагалось, что воздействие градиента потенциала на заряды оскол-
ков приводит к усилению разделения зарядов, в какой-то степени
подобно механизму процесса Вильсона.

Израэль (1950а) выдвинул возражения против теории Фин-
дайзенов, так как, кроме зарядов на осколках, они обнаружили
еще и заряды большей величины, являющиеся результатом обра-
зования инея, однако в своей теории этого не учли. Другое воз-
ражение сводится к тому, что отрицательный заряд осколков рас-
сеивается в верхней части облака. Можно было бы ожидать,
что эти осколки поднимутся в восходящем потоке и создадут
отрицательный заряд в вершине облака, но этого не наблю-
далось.

Фактически при всех измерениях зарядов на кристаллах льда
трудно быть уверенным, что подложка, несущая лед, не оказы-
вает никакого влияния на электризацию льда. В опытах Финдай-
зенов это влияние усилено тем, что Финдайзены охлаждали эту
подложку до температур, значительно более низких, чем те, кото-
рые могут быть в облаках. Несколько похожие эксперименты,
проведенные Крамером и Куммом (1951), дали результаты, про-
тиворечащие результатам Финдайзенов.
Результаты Лезема и Мейсона (1961Ь), включающие данные
о зарядах на осколках льда, образованных во время покрытия
инеем, будут рассмотрены в § 16.27.

16.25. Теории, учитывающие обледенение. На основании своей
экспериментальной работы по образованию зарядов в процессе
обледенения (см. § 3.18) Воркман и Рейнольдс (1950, 1953) пред-
положили, что при температуре в соответствующем диапазоне ее
значений переохлажденные облачные капельки, встречая падаю-
щие частицы льда, будут частично замерзать (не полностью из-за
выделения скрытого тепла), заряжаясь при этом отрицательно,
а остающаяся вода будет разбрызгиваться, унося положительный
заряд. Особенностью их теории является утверждение о передаче
отрицательного заряда осадков облачным капелькам в нижней
части облака. Это приводит к представлению, что заряд нахо-
дится в самом облаке, а не в дожде. Когда падающая частица
льда опустится ниже уровня с температурой 0°С, окружающие
ее облачные капельки уже не будут переохлажденными. Разбрыз-
гивающаяся при соударении с этой частицей вода, образовав-
шаяся на поверхности капли, а следовательно, и облачные ка-
пельки приобретут отрицательный заряд. Столкнувшиеся с части-
цами льда капельки, поднимаемые во время грозы восходящим
воздушным потоком, будут способствовать передаче большего от-
рицательного заряда падающим частицам льда. Воркман и Рей-
нольдс утверждали, что поскольку усиление процесса разделения
зарядов таким образом может происходить только при условии,
что облако простирается ниже уровня с температурой 0°С, их
теория может объяснить тот факт, что развитие гроз происходит
лишь в том случае, если облака простираются ниже уровня с тем-
пературой 0°С. Однако другие наблюдатели обнаружили случаи
гроз, когда облака целиком были расположены выше этого уров-
ня. Вормель (1955) предположил, что заряд, уносимый водой,
мог возникнуть в результате действия градиента потенциала, как
в теории Эльстера и Гейтеля (см. § 16.14); в этом случае не было
бы изменения знака заряда частиц на уровне нулевой темпера-
туры и повторного усиления заряжения облака частицами, под-
нимающимися в восходящем потоке.

Людер (1951Ь) выдвинул аналогичную теорию и рассчитал,
что ожидаемая величина заряда облака при его процессе в не-
сколько раз больше, чем при процессе захвата ионов Вильсона, и
соответствует величине реальных зарядов, наблюдаемых в грозах.
Мейсон (1953а) и Рейнольдс (1953) также приводят расчеты, по-
казывающие, что данные лабораторных измерений зарядов частиц
при обледенении могут объяснить заряды грозовых облаков. Кано
(1954) провел более детальные расчеты и вычислил распределе-
ние зарядов по высоте; его результаты находятся в приемлемом
согласии с результатами наблюдений Ганна (1947, 1950).

Рейнольдс (1954), один из авторов теории, изложенной в на-
чале этого параграфа, выдвинул против нее два возражения. Во-
первых, возможно, что обледенение, как было определено ранее,
не простирается ниже уровней с температурой —15°С (см. § 3.3),
тогда как разделение заряда, несомненно, имеет место и при бо-
лее низких температурах. Отсюда вытекает, что покрытие частиц
инеем также вызовет разделение заряда, однако эксперимен-
тально он это не доказал. Во-вторых, Рейнольдс обнаружил, что
процесс образования зарядов происходит только тогда, когда
имеются как водяные капельки, так и кристаллы льда. Это пока-
зывает, что обледенение само по себе не дает разделения заря-
дов, а является лишь побочным явлением, обеспечивающим, со-
гласно теории Рейнольдса, разность температур сталкивающихся
частиц (см. § 16.23). Воркман (1965) утверждал, что, несмотря
на то, что существуют аргументы против теории, эта теория все
же заслуживает внимания.

Итак, хотя разделение зарядов и не может в основном вызы-
ваться процессом обледенения, результаты упомянутых расчетов,
основанные на экспериментальных наблюдениях разделения за-
рядов при условиях, близких к условиям, существующим в обла-
ках, могут оставаться в силе независимо от того, что является ос-
новной причиной разделения заряда.

16.26. Расчеты, относящиеся к процессу обледенения. Несколь-
ко иные и более детальные расчеты, чем расчеты Людера (1951Ь),
Мейсона (1953а), Рейнольдса (1953) и Кано (1954), были прове-
дены Тумеем (1957) на основе развитой им теории. Он начал
с предположения, основанного на данных собственных наблюде-
ний (Тумей, 1956), что ледяная частица, при условии, что она
имеет сферическую форму, не может приобрести заряд, больший
того, который создал бы на ее поверхности градиент потенциала,
превышающий 70000 В/м. Тумей указал, что ледяная частица раз-
мером 300 мкм при одиночном соударении с переохлажденной
водяной капелькой размером 1 мкм может быть заряжена и до
большей величины, если действительно возникает заряд, как ут-
верждает Людер, равный —0,2 Кл на 1 см3 переохлажденной
воды. Таким образом, расчеты Тумея базируются на предположе-
нии, что пробой воздуха наступает при значении градиента по-
тенциала 70000 В/м. Далее он по росту ледяных частиц и приоб-
ретаемого ими заряда получил величину скорости разделения за-
ряда, которая довольно хорошо согласуется с наблюдаемой. На
основании этих расчетов сделан ряд удовлетворительных выво-
дов, среди них вывод о том, что отрицательный заряд находится
на облачных капельках, а не на частицах осадков.

16.27. Теории, учитывающие образование инея. Мейсон (1953Ь)
выдвинул теорию, подобную теории Воркмана и Рейнольдса
(1950, 1953), однако в ней предполагается, что положительный
заряд существует в виде атмосферных ионов, и не разносится ча-
стицами воды в результате разбрызгивания. Основным процес-
сом, ведущим к электризации, по- этой теории образования инея
является процесс, при котором вся водяная капелька замерзает
целиком, а не процесс обледенения, при котором часть капельки
остается незамерзшей и разбрызгивается.
Лезем и Мейсон (1961Ь), основываясь на своих измерениях
зарядов незамерзающих капель, показавших, что при покрытии
капли инеем происходит разделение зарядов, модифицировали
теорию Мейсона, утвердив, что положительный заряд будет пере-
носиться не ионами, а маленькими осколками, образующимися
при замерзании капелек (см. § 3.16). Базирующиеся на этой тео-
рии оценки величин зарядов, по-видимому, будут приблизительно
соответствовать зарядам, наблюдающимся в грозовых облаках.
Лезем и Мейсон (1962) обнаружили, что эффекты электризации,
связанные с образованием инея, не намного изменятся при нали-
чии электрических полей, равных по величине существующим
в грозовых облаках.

Эта теория является одной из наиболее удовлетворительных
из выдвинутых до сих пор. Но все же остаются открытыми во-
просы, может ли она объяснить электризацию очень сильных гроз
(§ 6.11) и различия между электризацией в кучево-дождевых и
слоисто-дождевых облаках.

16.28. Теория, учитывающая замерзание водяных капель. Чал-
мерс (1943) предположил, что спонтанное замерзание водяных
капелек, при котором разрушается свободная поверхность капли,
может вызвать электризацию, совершенно противоположную
электризации, возникающей в результате дробления водяных ка-
пель. В этом случае лед приобретает отрицательный заряд, а воз-
дух— положительный. Мейсоном и Мейбанком (1960) было экс-
периментально доказано существование этого эффекта, хотя они
объяснили его иначе.

Первоначально Чалмерс (1953) выдвинул это предположение,
рассматривая замерзание небольшого количества водяных капе-
лек, что часто является первой стадией образования осадков
(см. § 3.5). Замерзание этих капель в облаке должно происхо-
дить вблизи того же уровня, вблизи которого происходит и ос-
новное разделение заряда. Очевидно, что электрические эффекты
при образовании инея и обледенении капель должны быть свя-
заны с тем же самым процессом разделения заряда.

Результаты Мейсона и Мейбанка (1960) показывают, что раз-
деление заряда при замерзании капель слишком мало, чтобы
играть сколько-нибудь значительную роль в грозовых облаках на
стадии, когда там замерзает малое число капелек, дающих на-
чало осадкам. Однако при покрытии инеем значительного числа
капелек, замерзающих на стадии развития облаков, когда идут
интенсивные осадки, эффекты замерзания играют существенную
роль (см. § 16.27).

16.29. Прочие теории. Можно упомянуть и некоторые другие
теории. Однако поскольку они зависят от гипотетических процес-
сов разделения заряда, которые не были экспериментально под-
тверждены, эти теории подробно рассматриваться не будут.

Россман (1948) предположил, что электризация частиц льда
происходит под действием пироэлектрического эффекта, и, осно-
вываясь на этом предположении, разработал теорию грозы.
Однако эффект не был подтвержден экспериментально, а Мейсон
и Остон (1952) показали, что лед не обладает пироэлектрическим
эффектом.

Кумм (1951) предположил, что, поскольку строение кристал-
лов отражает полярную природу воды, острия кристаллов могут
создавать в атмосфере некоторое подобие положительно заря-
женной поверхности и, таким образом, притягивать отрицатель-
ные ионы так же, как и водяные капельки в теории Френкеля
(§ 16.17). Кроме того, он утверждал, что разделение заряда мо-
жет происходить и в результате дробления кристаллов. Однако
доказательства такой поляризации кристаллов не существует.

Пюрингер (1961) предположил, что электромагнитная индук-
ция вызывает наведенную ЭДС в проводящих водяных каплях
осадков, движущихся в магнитном поле земли. Эта ЭДС создает
электростатическое поле грозового облака. Величина этого эф-
фекта, очевидно, зависит от емкостей облачных капель; однако
нет оснований предполагать, что эффект будет достаточно боль-
шим.1

16.30. Рассмотрение теорий, учитывающих гравитацию как при-
чину разделения зарядов и естественные ионы как источник заря-
жения частиц. В предыдущих параграфах рассматривался ряд
теорий, многие из которых были выдвинуты для объяснения про-
цесса разделения основных зарядов в грозовых облаках, но
только в некоторых было показано, что процесс, который рассма-
тривает теория, может происходить при условиях, существующих
в грозовых облаках и, таким образом, может играть некоторую
роль в разделении заряда. Некоторые авторы полагали, что
в различных частях облака в более или менее равной степени
могли бы действовать два или более процесса. Однако это было
бы довольно невероятное совпадение. Поэтому следует искать
один процесс, с которым может быть связан процесс разделения
основных зарядов в грозовом облаке, причем другие процессы
играют незначительную роль.

Используя сначала те теории, которые рассматривают заряже-
ние капель за счет захвата естественных ионов, существующих
в атмосфере, Вормель (1953а) рассчитал, что нормальная ско-
рость образования ионов внутри объема грозового облака явля-
ется недостаточной для поддержания наблюдаемой скорости вос-
становления величины разделенных зарядов. Таким образом, если
естественные ионы являются источником разделенных зарядов, то
должен существовать некий механизм, под действием которого
ионы, первоначально образованные вне объема облака, попадают
в облако и создают там некоторый заряд. С другой стороны, про-
цесс такого типа мог бы происходить и при наличии ионов, обра-
зованных внутри облака некоторым механизмом, который не дей-
ствовал бы в отсутствие облака. Предполагали, например, что

1 Эффект электризации будет пренебрежимо малым вследствие малой ско-
рости смещения капель в магнитном поле.— Прим. ред.
одна вспышка молнии внутри облака может создать количество
ионов, достаточное, чтобы обеспечить возможность следующей
вспышки, причем первая происходит благодаря накоплению ионов
в течение более длительного периода. Однако имеются сомнения:
достаточное ли количество ионов для возникновения первой
вспышки будет находиться в условиях равновесия в развиваю-
щемся грозовом облаке? В противном случае необходимо было бы
допустить, что внутри облака происходит некоторый процесс, спо-
собный образовать соответствующее количество ионов. Например,
Рейнольдс (1954) на основании результатов Чемпена (1952) пред-
положил, что дробление водяных капель может обеспечить доста-
точное количество ионов, которые будут подниматься в восходя-
щем воздушном потоке, а затем разделяться под действием про-
цесса Вильсона. Эта теория, по-видимому, не слишком хороша,
но отбрасывать ее сразу, вероятно, тоже не следует.

Если принять воззрения Вихмана (см. § 12.29), а они подкре-
пляются более поздними данными, полученными на основе изу-
чения начальных процессов грозового разряда (см. § 14.10), и
заключаются в том, что нижний положительный заряд является
существенной характерной особенностью грозового облака, то мо-
жно было бы считать процесс захвата ионов ответственным за
«основное» разделение зарядов, происходящее в верхней части
облака, а некоторый другой процесс — за возбуждение молнии не-
которым триггерным механизмом. Однако способность источника
образовать необходимое количество ионов все равно могла бы
быть недостаточной.

Израэль (1950а), рассматривая теории разделения зарядов
в облаках, отдавал предпочтение, как наиболее многообещающим
из известных в то время, двум теориям, рассматривающим заря-
жение облака за счет естественных ионов, а именно теории Френ-
келя (1944) и теории Уолла (1948). Исходя из вышеизложенного,
такой выбор в настоящее время не кажется обоснованным. Кроме
трудностей, обычных для теорий, связанных с источником ионов,
теория Уолла опирается еще на некоторые свойства кристаллов
льда, которые до сих пор еще экспериментально не обоснованы.
Что же касается процесса Френкеля, то он протекал бы при лю-
бых температурах во всех облаках независимо от того, выпадают
осадки или нет, и приводил бы к слишком маленькой скорости
разделения основных зарядов.1

16.31. Рассмотрение теорий, учитывающих процессы образова-
ния заряда. В процессе образования заряда в данном месте со-
здаются равные количества зарядов противоположного знака. За-
ряды разного знака присоединены или присоединяются к части-
цам разной природы (материала, размера и т. д.). Очень трудно
представить себе какой-либо иной процесс, кроме гравитации,
способный разделить в пространстве частицы, несущие заряды
противоположных знаков.

1 См. сноски на стр. 344. — Прим. ред.
Теории, описывающие процессы образования зарядов за счет
взаимодействия частиц, интересны для дискуссии и могут быть
разделены на теории, которые учитывают столкновения частиц
льда, и теории, учитывающие изменение агрегатного состояния,
в частности, переходы из жидкого состояния в твердое или воды
в лед.

Первоначальная теория электризации при соударении частиц
льда, разработанная Симпсоном и Скрейзом (1937), была раз-
вита Рейнольдсом (1954), основывающимся на различиях в тем-
пературе и химическом составе частиц. Казалось, она наиболее
приемлема, однако Лезем и Мейсон (1961а, Ь) показали, что Рей-
нольдс намного завысил величину скорости разделения зарядов.
В результате возникло несоответствие между результатами Рей-
нольдса и наблюдаемой величиной скорости разделения зарядов
в грозовом облаке. Вывод о величинах ошибочности расчетов
Рейнольдса согласуется с величинами, полученными при неудач-
ной попытке Хатчинсона (1960) и Эванса и Хатчинсона (1963)
обнаружить такие величины зарядов, о которых сообщал Рей-
нольдс. Однако до тех пор, пока не будут проведены дальнейшие
эксперименты, подобные, желательно, экспериментам Рейнольдса,
которые подтвердят или опровергнут выводы, сделанные Леземом
и Мейсоном, нельзя полностью пренебрегать теорией соударения
частиц льда.

Воркману и Рейнольдсу (1950, 1953), а также Людеру
(1951а, Ь), развившему их теорию о процессе образования заря-
дов вследствие обледенения, удалось рассчитать, что этот процесс
может создать достаточное количество зарядов. Однако Рей-
нольдс (1954) указал, что процесс обледенения, вероятно, не мо-
жет иметь места при температурах ниже —15°С, тогда как не
возникает сомнения, что разделение зарядов происходит и при
более низких температурах.

Мейсон (1953а) предположил, что для образования зарядов
более важным процессом будет являться покрытие замерзающих
капель инеем, а не их обледенение. Кроме того, открытие Мей-
соном и Мейбанком (1960) заряженных осколков, а также изме-
рение Леземом и Мейсоном (1961Ь) скорости генерации зарядов
с помощью этих осколков, удовлетворяющей условиям грозового
облака, привело к тому, что процесс электризации при образова-
нии инея в настоящее время считается наиболее эффективным
в грозовых облаках.

В пользу теории электризации облаков вследствие соударений
частиц льда по сравнению с теорией покрытия замерзающих ка-
пель инеем, говорит то, что с помощью первой теории можно
было бы гораздо легче объяснить намного меньшую степень за-
ряжения частиц в слоисто-дождевых облаках по сравнению с ку-
чево-дождевыми облаками: так как турбулентность в слоисто-до-
ждевых облаках существенно меньше, чем в кучево-дождевых,
следовательно, в них гораздо меньше число соударений
частиц.
В пользу теории покрытия частиц инеем или их обледенения
говорит тот факт, что эти процессы связаны с механизмом, под
действием которого заряд частиц осадков может перейти на об-
лачные частицы, поскольку при температурах выше точки замер-
зания соударение облачных капель с градиной приводит к рас-
сеиванию отрицательных зарядов, уменьшая тем самым заряд
градины.

Однако существуют наблюдения (см. § 12.26), из которых сле-
дует, что грозы иногда происходят и в случае отсутствия льда
в облаке.

16.32. Теории, не привлекающие гравитацию как причину раз-
деления зарядов. Поскольку теории, рассматривающие гравита-
цию как причину пространственного разделения зарядов разных
знаков на частицах с различными свойствами, встречают труд-
ность в определении скорости разделения зарядов в пространстве,
особенно в случаях очень сильных гроз, то необходимо рассмот-
реть теории, в которых используются другие причины разделения
зарядов в пространстве, а не гравитация. В прошлом такими тео-
риями пренебрегали, считалось доказанным, что гравитация яв-
ляется основной причиной разделения зарядов. Это подтверждала
существующая связь между скоростью разделения зарядов и ин-
тенсивностью осадков.

Если разделение заряда в пространстве происходит не под
действием гравитации, то необходимо найти некоторую другую
причину относительного движения разноименно заряженных ча-
стиц, которая может вызвать разделение зарядов в пространстве.
Различные части грозового облака обязательно движутся друг
относительно друга; одни части облака движутся с воздушными
потоками, направленными вверх, а другие — с потоками, напра-
вленными вниз. Если бы удалось создать некоторый механизм,
благодаря которому заряды одного знака присоединятся к части-
цам, движущимся в восходящем воздушном потоке, а заряды
противоположного знака — к частицам, движущимся в нисходя-
щем потоке, тогда можно было бы получить относительные скоро-
сти разделения зарядов, во много раз большие тех, которые воз-
никают под действием гравитации.

Восходящий воздушный поток является основной характерной
чертой начальных стадий грозы, однако нисходящего потока в гро-
зе не существует до тех пор, пока в ней не возникнут интенсив-
ные осадки. Данные наблюдений показывают (см. § 12.23), что
электрическая активность гроз проявляется одновременно с появ-
лением осадков и, вероятно, задолго до того, как установится
нисходящий воздушный поток. Поэтому маловероятно, что этот
нисходящий воздушный поток может непосредственно участво-
вать в разделении заряда.

Грене (1947) впервые выдвинул идею, получившую распро-
странение в 1959 г. (независимо эта идея была выдвинута Вон-
негатом (1955) ), о том, что причиной, обусловливающей разде-
ление зарядов в пространстве, является движение основного
восходящего воздушного потока внутри облака относительно нисхо-
дящего потока вокруг облака. Существование такого нисходящего
потока отнюдь не всегда допускается метеорологами. Воннегат
предположил, что восходящий поток будет приносить снизу поло-
жительные заряды, возникающие (см. § 2.25) вследствие измене-
ний проводимости. На более поздней стадии отрицательный гра-
диент потенциала под облаком становится достаточно большим и
способен вызвать разряд с острий, расположенных в непосред-
ственной близости от земли. В результате образуются положи-
тельные ионы, которые также втягиваются в облако. Таким об-
разом, восходящий поток содержит положительный заряд. Отри-
цательные же ионы, существующие над облаком, переносятся
с электросферы вниз под действием положительного заряда, ско-
пившегося в верхней части облака. Затем эти отрицательные
ионы, как полагают, присоединяются к облачным капелькам, дви-
жущимся в нисходящем воздушном потоке. Когда этот поток до-
стигает нижней части облака, отрицательный заряд создает гра-
диент потенциала, вызывающий разряд с острия и образующий
положительные ионы.

Воннегат и Мур (1958с) пытались найти подтверждение этой
теории, создавая под развивающимся грозовым облаком отрица-
тельный объемный заряд. Согласно этой теории, образующееся
при этом облако должно было бы иметь противоположную поляр-
ность по сравнению с обычным грозовым облаком. Результаты
предварительного эксперимента были неубедительными.

Следует указать, что теория Вильсона (1956) (см. § 16.20)
хотя и основана, как и теория Воннегата, на конвекции,
все же относится к теориям, учитывающим гравитацию, по-
скольку отрицательные заряды присоединяются к частицам
осадков.

Несмотря на то что в теории Воннегата для объяснения раз-
деления зарядов привлекаются ионы, находящиеся в атмосфере,
она не ограничивает возникший заряд ионами, образованными
космическими лучами в объеме облака. Поэтому к ней неприме-
нима критика теорий, основывающихся на представлении о за-
ряжении облаков атмосферными ионами (см. § 16.30) Вормеля
(1953а).1

Недостатком теории Воннегата остается, по-видимому, то, что
она не может объяснить, почему положительные заряды, кото-
рые поднялись в восходящем потоке, не опускаются снова в по-
токе, направленном вниз, а остаются в верхней части облака,
в то время как нисходящий воздушный поток содержит отрица-
тельные заряды, притянутые из области, расположенной над об-
лаком. Кроме того, она не объясняет, почему восходящий воз-

1 В действительности прохождение внешнего объемного заряда через облако,
привлеченное Воннегатом, не может привести к созданию требуемых зарядов.—
Прим. ред.
душный поток в нижней части облака содержит только приходя-
щие снизу положительные ионы, а не отрицательные заряды,
которые опустились с нисходящим воздушным потоком, а лишь
постулирует возможность механизмов, ограничивающих ее эффек-
тивность.

Доводы за и против конвективной теории были тщательно рас-
смотрены Воннегатом (1965) и Леземом (1965Ь).

16.33. Видоизменение облачных зарядов под действием искус-
ственно заряженного воздуха. Чтобы получить данные, соответст-
вующие теории электризации Воннегата, происходящей во время
грозы, Воннегат и др. (1962) искусственно вводили заряды в воз-
дух под небольшими кучевыми облаками и исследовали заряды,
обнаруженные в облаках. Как они и предполагали, в облаках
были обнаружены не только заряды того же знака, что и введен-
ные под облаком, но и области, содержащие заряды противопо-
ложного знака, существование которых предсказывала теория
Воннегата. Если в грозах циркуляция воздуха такая же, как и
в кучевых облаках, тогда в них может действовать механизм раз-
деления зарядов, предложенный Воннегатом, причем в гораздо
большей степени, чем в кучевых облаках.

Воннегат и др. подсчитали, что электрическая энергия заря-
дов, накопленных в облаке, пропорциональна его линейному раз-
меру в пятой степени.

16.34. Внутренние и внешние токи. Во время грозы возникают
токи, текущие как внутри грозового облака, так и вне его. Грозу,
вероятно, можно рассмотреть как квазистационарный процесс,
если брать ее характеристики, осредненные за весь активный пе-
риод грозы. В таком случае средние токи в областях над грозой,
в грозе и под ней равны. Сюда включаются также ток разделе-
ния зарядов (независимо от его природы) и токи потерь в виде
токов проводимости и в виде молнии.

Если рассматриваемые заряды сначала образуются (неважно,
каким способом) внутри облака, то ток разделения заряда в об-
лаке должен в среднем равняться всей сумме токов потерь вну-
три и вне облака. Отсюда следует, что ток генерации заряда дол-
жен быть больше, чем суммарный ток через облако, измеренный
над облаком, внутри него или под ним.

С другой стороны, если заряды сначала образуются вне об-
лака и попадают в него в соответствии с теориями Грене и Вон-
негата (§ 16.32) и Вильсона (§ 16.20), тогда весь ток, идущий на
генерацию зарядов в облаке, должен поступать за счет токов,
внешних по отношению к облаку. Поскольку вне облака суще-
ствуют некоторые токи потерь, то отсюда следует (Чалмерс,
1961), что ток, заряжающий облако, меньше, чем внешние токи,
и, вероятно, меньше суммарного тока через облако.

По имеющимся данным, ток генерации заряда больше сум-
марного тока. Восстановление градиента потенциала после гро-
зовых разрядов (см. § 12.11) дает возможность предположить,
что ток генерации заряда для гроз в Англии около 3 А. С другой
стороны, в Америке при измерении тока над грозой (см. § 11.17)
были получены значения, равные 0,5 и 1,3 А.1

Наиболее желательно получить величины токов генерации и
внешних токов для одних и тех же гроз. Тогда можно было бы
отдать предпочтение либо теориям, рассматривающим образова-
ние зарядов в самом облаке, либо теориям, рассматривающим об-
разование зарядов под влиянием агентов, не связанных с об-
лаком.

16.35. Нижний положительный заряд. Нижний положительный
заряд был обнаружен не во всех грозовых облаках. По-видимому,
он занимает довольно маленький объем, поэтому в некоторых
случаях его присутствие вполне можно и не заметить. Вихман
(1952Ь) предположил, что нижний положительный заряд является
отличительной особенностью грозового облака. Кларенс и Малан
(1957) (см. § 14.10) пришли к заключению, что грозовые раз-
ряды начинаются между главным отрицательным и нижним по-
ложительным зарядами. Результаты последних дают возможность
предположить, что нижний положительный заряд присутствует во
всех грозовых облаках. Этот заряд был обнаружен там, где тем-
пература равна 0° С или выше, так что вода в жидком состоянии
может играть некоторую роль в его образовании.

Для объяснения причин образования нижнего положительного
заряда были выдвинуты теории двух основных видов. Первый вид
основан на предположении, что нижний положительный заряд
образуется под действием некоторого совершенно иного процесса,
чем тот, в результате которого образуются основные заряды гро-
зового облака. Поскольку, согласно большинству теорий этого
вида, в образовании заряда участвует вода, находящаяся в жид-
ком состоянии, то удобно объединить их в группу «водяных тео-
рий». Теории второго вида предполагают, что положительный за-
ряд возникает не под действием некоторого особого процесса раз-
деления зарядов, а в результате вторичных эффектов, которые
вызывают накопление положительных зарядов в облаке. Назовем
их «вторичными теориями».

16.36. Теории электризации с учетом только жидкой фазы.
Два из рассмотренных процессов могли бы объяснить образова-
ние нижнего положительного заряда, поскольку они проявляются
при надлежащей температуре.

Процесс Симпсона (1909, 1927) дробления капель (см. §16.21)
возникает в сильных восходящих воздушных потоках. Если ча-
стицы льда в облаке вырастают до больших размеров, то при
таянии они образовывают очень большие, а следовательно, не-
стабильные капли. Такие капли дробятся и при дроблении элек-

1 Напомним, что, хотя средние токи над грозами в умеренных шпротах со-
ставляют всего 0,1—0,2 А, а максимальный измеренный 1,3 А, токи в облаках
в 10—100 раз больше (стр. 277), т. е. ток внутри грозовых облаков заметно больше
тока в атмосфере, что указывает на образование зарядов внутри облаков как на
причину их электризации. — Прим. ред.
тризуются. В этом случае процесс образования заряда происхо-
дит на уровне таяния.

Динжер и Ганн (1946) наблюдали образование заряда во вре-
мя самого процесса таяния (см. § 3.18) —еще один процесс, ко-
торый действует на надлежащем температурном уровне в облаке.

Поскольку Финдайзен и Финдайзен (1943) обнаружили на из-
морози положительный заряд, Вихман (1952Ь) предположил, что
нижний положительный заряд в облаке мог возникнуть под дей-
ствием процесса образования инея. В § 3.13 указывалось, что
контакт не переохлажденной воды со льдом приводит к тому, что
льду сообщается положительный заряд. Это позволяет предполо-
жить, что такие соударения могут явиться причиной появления
нижнего положительного заряда, если падающие кристаллы льда
или крупинки при этом находятся на уровне, где они еще не ра-
стаяли, а водяные капли уже не переохлаждены.

Если, как предполагалось, наличие нижнего положительного
заряда в облаке является характерным отличием грозы от ливня,
то процесс, который образует этот положительный заряд, должен
иметь место только при явно выраженных грозовых условиях.
Поэтому этот процесс должен быть очень эффективным, таким,
как дробление капель, а не вялым, как таяние. Однако* влияние
грозовых условий может сводиться лишь к тому, что положитель-
ный заряд просто концентрируется в ограниченном объеме, тогда
как в других условиях он может оказаться рассеянным в боль-
шом пространстве.

Результаты, полученные для облака, дающего обложной
дождь, (§ 13.4), показывают, что и в этом случае имеются два
процесса разделения зарядов, причем процесс образования ниж-
него положительного заряда связан с таянием. Если бы оказа-
лось, что в облаках обоих типов — слоисто-дождевых и кучево-
дождевых— действует один и тот же процесс электризации, то
и в облаке, дающем ливневой дождь, возникал бы аналогичный
нижний положительный заряд.

Можно предположить, что если нижний положительный заряд
возникает в результате действия некоторого особого процесса раз-
деления заряда, то и процесс, происходящий в верхней части об-
лака, аналогичен ему. Например, если последний процесс харак-
теризуется соударениями частиц льда, то процесс образования
нижнего положительного заряда мог бы быть связан с дробле-
нием водяных капель. Если же процесс, происходящий в верхней
части облака, представляет собой изменение состояния, характе-
ризующееся обледенением или покрытием инеем, то процесс, про-
исходящий в нижней части облака, мог бы представлять собой
таяние. Однако следует помнить, что если в облаке, дающем об-
ложной дождь, эти два процесса играют примерно одинаковую
роль, то во время грозы процесс, происходящий в верхней части
облака, имеет гораздо большее значение. Это может означать,
что процессы в верхней и нижней частях облака имеют разную
природу.
Кютнер (1950) обнаружил, что на Цугшпице положительный
заряд концентрируется на уровне с температурой 0°С. Однако
ледяные частицы будут таять лишь на уровнях, расположенных
ниже нулевой изотермы, из-за необходимости отдачи скрытого
тепла. Поэтому предположение, что для образования нижнего
положительного заряда осадки должны быть в жидком состоя-
нии, может оказаться неверным.

16.37. Вторичные теории. Смит (1951а), Малан и Шонланд
(19515) и Малан (1952) предположили, что причиной появления
нижнего положительного заряда являются ионы, возникающие от
разряда с острий у поверхности земли при наличии большого от-
рицательного градиента потенциала. Эти ионы могут попасть
в восходящий воздушный поток грозового облака, соединяясь
в основании облака с облачными частицами, после чего их под-
вижность уменьшается. Прежде чем принять такую теорию, не-
обходимо рассчитать градиенты потенциала и траектории ионов,
чтобы определить возможность изложенного процесса. Попыток
произвести такие расчеты до сих пор никто не предпринимал.
Однако если эта идея справедлива, то перемещение под дейст-
вием ветра ионов, возникающих в результате разряда с острий,
по-видимому, сможет объяснить отсутствие возрастания поля
с высотой, отмеченное при измерениях с помощью альтиэлектро-
графа (см. §9.23).*

Уолл (1948) предположил, что процесс таяния в качестве вто-
ричного эффекта вызывает усиление концентрации положитель-
ного заряда. Это происходит следующим образом: в облаке при
температуре немного ниже 0° С существуют опускающиеся отри-
цательно заряженные частицы льда и поднимающиеся поло-
жительные ионы, причем отрицательный заряд преобладает.
Немного ниже, где частицы льда уже растаяли, скорость их паде-
ния будет существенно больше, поскольку водяные капли в зна-
чительно меньшей степени испытывают сопротивление воздуха,
чем ледяные частицы. Причем, если они несут такие же заряды,
что и на более высоких уровнях, то заряд осадков в единице
объема пространства будет намного меньше. Поэтому суммар-
ный объемный заряд в этой области может быть положительным
вместо отрицательного. Так же, как и в предыдущем случае, не-
обходимы были бы детальные расчеты для того, чтобы показать,
справедлива ли эта идея. Если справедлива, то при надлежащей
температуре должен появиться положительный заряд. Оба рас-
смотренных механизма зависят от образования ионов разрядом
с острий, и поэтому не могут объяснить возникновение нижнего
положительного заряда в облаке при отсутствии разрядов с ост-
рий.

1 Самолетные измерения напряженности электрического поля под облаками
(Имянитов и Чубарина, 1965; Имянптов, Чубарина, Шварц, 1971) показали, что
она растет с высотой.— Прим. ред.
Уолл (1948) также предположил, что поскольку известно, что
осадки в грозовом облаке образуют в ограниченной области нис-
ходящий воздушный поток, то этот поток может переносить вниз
к основанию облака верхний положительный заряд. Результаты
Кютнера (1950) (см. § 12.16), по-видимому, говорят в пользу
второй «вторичной» теории, чем в пользу первой, поскольку нис-
ходящий воздушный поток не может переносить в облако ионы,
как это предполагается в теории, рассмотренной в начале пара-
графа.

16.38. Дополнительные центры зарядов. В ряде случаев, на-
пример, при регистрации альтиэлектрографом градиентов потен-
циала в грозовых облаках, наблюдалось, что, кроме двух основ-
ных зарядов и нижнего положительного, в облаке существуют и
другие области концентрации заряда. «Кривые» Симпсона (1949)
(см. § 5.69) также связаны с распределением зарядов, отличаю-
щимся от распределения в стандартном грозовом облаке, хотя
Витлок и Чалмерс (1946) обнаружили, что некоторые из особен-
ностей этих кривых могут вызываться действием объемных заря-
дов, образованных разрядом с острий, а не зарядов внутри об-
лака.

К сожалению, пока еще недостаточно данных, чтобы рассмот-
реть дополнительные центры зарядов таким же образом, каким
мы рассматривали нижний положительный заряд, а именно стре-
миться выяснить, возникают они в результате некоторого особого
процесса разделения зарядов или же в результате вторичных дви-
жений зарядов, образованных основным процессом. Если спра-
ведливо последнее, то относительное движение, образующее до-
полнительные центры зарядов, вызвано либо нисходящими воз-
душными потоками в очагах грозы, либо смещением частей облака
под действием среза ветра.

16.39. Разделение заряда в облаках, дающих обложные дожди
и снегопады. Поскольку источник зарядов при обложном дожде
и снегопаде находится в облаках, как это обсуждалось в § 16.15,
рассмотрим происходящие там процессы. В облаке, дающем об-
ложной снегопад, снег должен уносить отрицательный заряд,
а положительный, по-видимому, должен оставаться в облаке. Воз-
можно, что при этом происходит, хотя и менее интенсивно, тот же
процесс, который вызывает разделение зарядов в грозовом об-
лаке. Поскольку величина заряда не достаточна для создания
высокого значения градиента потенциала, который мог бы выз-
вать разряд с острий, то не изменяется и знак заряда осадков,
вызванного процессом Вильсона, как это рассматривалось
в § 10.20. Для объяснения отрицательного градиента потенциала,
когда ток осадков мал или равен нулю, предположим, что часть
отрицательного заряда или даже весь он может остаться в ос-
новании облака, не выпадая вместе с осадками.

Поскольку обложной дождь обычно начинается в облаке в виде
снегопада, то в нем должен происходить тот же самый процесс,
что и при снеге, наряду с действующим в противоположном
направлении дополнительным разделением зарядов, которое может
быть тождественно разделению зарядов грозового облака. Но так
как этот процесс, явно выраженный в грозовом облаке, на-
много слабее в менее активном ливневом облаке, то кажется не-
вероятным, что он будет происходить в еще менее мощном об-
лаке, дающем обложной дождь. Если этот процесс все же дей-
ствует, то остаются в силе соображения, рассмотренные в § 16.36.
В противном случае положительный заряд дождь будет приобре-
тать за счет эффекта таяния, открытого Динжером и Ганном
(1946), поскольку невероятно, чтобы процесс дробления капель
Симпсона (1909, 1927) мог происходить в спокойных условиях
облака, дающего обложной дождь.

16.40. Разделение заряда вблизи земли при обложном дожде
и снегопаде. Как рассматривалось в § 10.25, разделение зарядов
при обложном дожде и снегопаде может происходить вблизи зе-
мли. Израэль и Ламейер (1948) и Смит (1955) предположили,
что заряды у земли при обложном дожде возникают при разбрыз-
гивании капель. Как указывается в § 10.16, против этого имеются
возражения. Симпсон (1915) предположил, что дождь может по-
лучать свой положительный заряд в результате дробления ка-
пель под действием турбулентности вблизи земли, возникающей
вследствие вихрей, вызванных неровностями поверхности. Однако
позднее (1949) он высказал сомнения относительно того, доста-
точно ли велики для этого скорости воздуха. Если подобный про-
цесс объясняет заряд дождя, то можно предположить, что снег
получит заряд противоположного знака в результате действия
аналогичного процесса. Его обусловит, как предположили Симп-
сон и Скрейз (1937), процесс соударения частиц льда. Однако
не ясно, как такое объяснение соответствует результатам Рей-
нольдса (1954), показывающим, что электрические эффекты со-
ударений частиц льда зависят от температуры и различий в их хи-
мическом составе.

16.41. Разделение заряда в недождевых кучевых облаках. Ганн
(1952) обнаружил, что более крупные капли недождевых кучевых
облаков заряжены преимущественно положительно, тогда как со-
ответствующие отрицательные заряды главным образом присут-
ствуют в виде тяжелых ионов (см. § 13.7). Довольно трудно
представить себе процесс разделения этих зарядов. Если он ана-
логичен процессу в облаке, дающем обложной дождь, то должен
зависеть от некоторых свойств воды, поскольку ни в одной части
таких облаков нет льда и из облака не выпадают осадки. Если
капельки испаряются, то для объяснения наблюдаемой электри-
зации могут быть привлечены ранние идеи Ганна (§ 16.17). На-
блюдаемое заряжение может быть также проявлением диффузи-
онного процесса заряжения (§ 16.18). Но при этом возникают на
каплях заряды знака, противоположного по сравнению с теми,
которые, как предполагалось, возникают в грозовых облаках.

16.42. Разделение зарядов в слоистых облаках. Работа Вит-
лока и Чалмерса (1956) показала, что в основании недождящих
362
слоистых и слоисто-кучевых облаков иногда существует область
концентрации отрицательного заряда (см. § 5.61). Если капельки
в облаке растут, то они приобретают заряд под действием про-
цесса Френкеля, Ганна или Вильсона. В § 7.20 обсуждалась воз-
можность того, что в таких облаках существуют легкие ионы.
При градиентах потенциала около 1000 В/м эти ионы двигаются
со скоростью 0,15 м/с, т. е. они остаются «медленными» по срав-
нению с капельками, и если имеется вертикальный восходящий
воздушный поток, скорость которого больше скорости легких
ионов, но меньше скорости падения капель, то в таких облаках
имеет место процесс Вильсона.

Различие в знаке зарядов капель в кучевых и слоистых обла-
ках объяснить трудно.

16.43. Управление электризацией в грозе. Если бы был ясен
механизм электризации, действующий в грозе, то можно было бы
разработать методы управления этим явлением, по крайней мере
в течение ограниченных периодов времени и над ограниченным
пространством. Однако до тех пор, пока этот механизм не будет
понят, очень мало надежд на практический успех. Рейнольдс
(1954) сделал ряд предложений, одно из которых заключается
в ведении в облако некоторой примеси, которая нейтрализовала
бы эффект естественных примесей. При этом он считал, что эти
примеси фактически ответственны за разделение зарядов.

Ганн (1951) предположил, что распыление в облаке радио-
активного вещества в количестве, достаточном для увеличения
проводимости, приведет к тому, что разделенные заряды рас-
сеятся под действием внутренних токов проводимости, не дости-
гая величины, необходимой для того, чтобы произошел разряд.
Рейнольдс (1954) считал возможным предотвратить процесс Бер-
жерона (§ 3.5), либо замедляя образование частиц льда, либо
создавая их в таком большом количестве, что ни одна частица не
может вырасти до большого размера.

Если бы оказалось верным, что нижний положительный заряд
играет существенную роль в образовании грозового разряда на
землю, то методом управления грозой можно бы считать пред-
отвращение развития этого заряда, но для этого надо знать меха-
низм его образования.

Глава 17

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

17.1. Нерешенные проблемы атмосферного электричества.

Время от времени высказываются предположения, даже теми, кто
непосредственно занимается атмосферным электричеством, что
в скором времени не останется существенных нерешенных
проблем в этой области. В данной главе мы остановимся на неко-
торых неразрешенных проблемах, чтобы показать, что предстоит
сделать еще очень много.

Одной из основных проблем, которой занимались многие ис-
следователи, является проблема сохранения отрицательного за-
ряда земли. В основном она, по-видимому, решена, хотя некото-
рые детали требуется еще уточнить.

Другую важную проблему, касающуюся природы зарядов во
время гроз, нельзя считать даже в первом приближении решен-
ной. Может оказаться, что основным действующим процессом
в грозах является тот, который до настоящего времени еще не
был рассмотрен.

Ниже будут рассмотрены также некоторые другие существен-
ные проблемы.

17.2. Сохранение заряда земли. Хотя все имеющиеся данные,
по-видимому, согласуются с гипотезой о том, что отрицательный
заряд на земле поддерживается грозовой деятельностью, жела-
тельно получить более точные оценки различных факторов, в ре-
зультате действия которых заряд поступает на всю поверхность
земли, аналогичные оценкам Уайта (1950) и Израэля (1953), при-
веденным в § 11.16. Необходимо также с большей точностью, чем
возможно в настоящее время, оценить действие различных фак-
торов в менее доступных исследователям областях земного шара,
например в Арктике и Антарктике, пустынях, горных районах и
тропических лесах.

Желательно иметь больше данных о полном токе над гро-
зами, аналогичных данным Гиша и Уайта (1950) и Стерджиса,
Рейна и Кангаса (19575). Средние величины в этих двух рабо-
тах различаются в 2,6 раза, и если, что, по-видимому, весьма
вероятно, это различие зависит от характерных особенностей ис-
следованных гроз, то очень полезно, чтобы для различных видов
гроз в разных местах были проведены измерения тока над гро-
зами. 1 Очень важен вопрос и о грозах над океанами. Измерения
токов над ними показали бы, справедливы ли те оценки токов,
какие Уиппл и Скрейз (1936) использовали в своих расчетах, и
справедлива ли критика этих оценок Вихманом (1951).

При рассмотрении механизмов сохранения заряда земли не
учитывались облака, дающие обложные осадки. Они встречаются
гораздо чаще грозовых, однако предполагается, что ток, текущий
через каждое такое облако, настолько мал, что общий вклад
облаков в баланс тока ничтожен. Это предположение следует
подтвердить или опровергнуть посредством измерения токов над
такими облаками в различных ситуациях.2

17.3. Проблемы, возникающие при исследовании гроз. До сих
пор существует множество проблем, связанных с электрическими

1 См. сноску на стр. 245. — Прим. ред.

2 Измерения Имянитова и Чубариной (1965) показали, что облака слоистых
форм вносят существенный вклад в баланс токов земля—атмосфера.— Прим,
ред.
явлениями в грозах, которые еще ждут своего решения, причем
ответы на них неизбежно поставят ряд новых вопросов.

Одной из основных является проблема гроз в теплых облаках.
Необходимо выяснить, являются ли грозы, о которых говорилось
в § 12.26, «аномалиями» или имеется большое количество обла-
ков, которые полностью находятся в области положительных тем-
ператур и тем не менее порождают молнии. Если справедливо
последнее, то возникает вопрос: аналогична ли электрическая
структура таких облаков структуре обычного грозового облака,
в котором существует твердая фаза, и можно ли найти на зем-
ном шаре место, где такие теплые грозы встречаются достаточно
часто, чтобы там можно было установить аппаратуру для выяс-
нения всех упомянутых характерных особенностей, включая про-
верку температур посредством измерений с помощью радиозон-
дов. Если такие облака генерируют молнии, то ледяная фаза не
является существенной для этого вида грозы. А если к тому же
.будет установлено, что теплые облака по своим электрическим
свойствам аналогичны обычным грозовым облакам, тогда нали-
чие ледяной фазы можно больше не рассматривать в качестве
необходимого условия для разделения зарядов во всех грозовых
облаках. Поэтому кажется, что глубокое исследование теплых
гроз — это первоочередная задача для тех, кто занимается ис-
следованием грозовых явлений.

Еще одна проблема связана с нижним положительным заря-
дом грозовых облаков. Является ли нижний положительный за-
ряд характерной особенностью грозовых облаков? Появляется ли
он во время ливней, которые не перерастают в грозы? В каком
месте основания облака расположен этот положительный заряд?
Возникает ли он в нисходящем воздушном потоке, связанном
с осадками? Если возникает, то он мог бы быть непосредственно
связан с вовлечением данных о температуре появление этого
заряда могло бы быть связано некоторым образом с процессом
таяния. С другой стороны, если положительный заряд возникает
в восходящем воздушном потоке, то по его характеристикам мо-
жно непосредственно судить о концентрации положительных
ионов, образованных разрядом с острий под облаком.

По-видимому, родственной этим проблемам является проблема
о том, должно ли облако опускаться ниже уровня точки замер-
зания до того, как оно станет грозовым облаком. Другими сло-
вами, должна ли существовать возможность таяния осадков в ос-
новании облака?

Также весьма важной является проблема чрезвычайно силь-
ных гроз. Если бы в таких грозах удалось получить некоторую
оценку скорости разделения заряда, то можно было бы прове-
рить не только соответствуют ли предложенные теории обычным
грозам, но и позволяют ли они определить скорость разделения
заряда в моменты максимальной активности гроз.

Проблемы проводимости и содержания ионов внутри грозо-
вого облака решить, по-видимому, не просто. Однако если бы
они могли быть решены, то это дало бы наиболее полезную ин-
формацию об основных процессах, протекающих внутри облака.

Отдельные грозы сильно отличаются друг от друга, и значи-
тельная часть тех знаний, которые мы имеем в настоящее время,
получена при исследовании целого ряда различных гроз. Следо-
вательно, нельзя сравнивать «средние» величины различных эле-
ментов, измеренные в разных облаках. Поэтому желательно про-
вести некоторое «комплексное исследование», в котором множе-
ство приборов использовалось бы для получения информации об
одной и той же грозе и вспышках молний в ней. Для этого сле-
дует выбрать место, где в соответствующее время года грозы
происходят регулярно, и использовать все эффективные электри-
ческие и оптические методы. И даже в этом случае, вероятно,
выяснится, что различные грозы обладают различными характер-
ными свойствами, но в этом случае все же можно надеяться, что
исследования ограниченного числа гроз могут дать типичную кар-
тину. Эти измерения необходимо повторять в других местах, в ко-
торых грозы возникают в отличающихся условиях и могут иметь
иные характеристики.

17.4. Возможные процессы разделения зарядов. Очень жела-
тельно увеличить число лабораторных экспериментов, исследую-
щих электрические явления, связанные с ледяной фазой (соуда-
рения ледяных частиц, замерзание капель, возникновение инея и
обледенение), а также связь между ними в условиях, близких
(насколько это возможно) к условиям в облаке. Окончательная
проверка теории разделения заряда заключается в необходимости
установить следующее. Во-первых, может ли процесс, исследуе-
мый в лаборатории, существовать и в природных условиях. Во-
вторых, согласуется ли величина разделения заряда с той, ко-
торая обнаружена в облаках. В-третьих, может ли изученный
процесс дать скорость разделения зарядов, обнаруженную в очень
сильных грозах. И в-четвертых, выполняется ли условие, что
в результате этого процесса не образуется зарядов больше, чем
существует действительно в слоисто-дождевых и недождящих об-
лаках.

Подвешенная градина, электризация которой изучалась Ворк-
маном и Рейнольдсом (1953), и естественный переохлажденный
туман, изучавшийся Людером (1951а), по-видимому, являются
примером того, как следует имитировать естественные условия.
Для приближения к реальности желательно использовать по воз-
можности большой объем облака, чтобы избежать граничных
эффектов. Эффекты поляризации в облаках можно моделировать
в лаборатории, создавая искусственное электрическое поле.

Отдельные исследователи считают, что в электризации грозы
может участвовать целый ряд процессов. Однако автор настоя-
щей работы придерживается противоположного мнения. Трудно
допустить, что природа, располагающая набором процессов, ин-
тенсивность которых лежит в пределах от нуля до бесконечности,
выбрала несколько различных процессов, дающих почти равные
эффекты. Более вероятно, что во время грозы преобладают один
или два, ну пусть даже три процесса. Если нижний положитель-
ный заряд грозового облака возникает в результате различных
процессов, то два почти одинаковых по величине произведенного
эффекта процесса должны действовать в противоположных на-
правлениях. Целью исследователя, работающего в этой области,
является выделение наиболее важных процессов из числа уже
известных, а также из тех, которые могут быть предложены в бу-
дущем, однако автор не рискует с помощью магического кристал-
ла (пусть даже ледяного) предсказывать, каковы будут эти про-
цессы.

17.5. Метод бомб, оснащенных измерительной аппаратурой.
Для получения точной информации о зарядах грозового облака
необходимо доставить в него приборы. Использование самолетов
ограничено' опасностями полета в грозах, что же касается шаров-
зондов, то трудно быть уверенным, что они попадут в интересую-
щую часть облака. Поэтому для измерения можно использовать
маленькие «бомбы», оснащенные измерительной аппаратурой (типа
радиозонда), способной измерять градиент потенциала. Бомба дол-
жна падать сверху сквозь облако. Благодаря высокой скорости
падения, она не подвергалась бы влиянию воздушных токов в об-
лаке, воздействующих на самолеты и шары-зонды. Кроме того, при
правильном выборе точки сброса она могла бы пройти сквозь
центр грозы. Конструкция такой бомбы должна включать неко-
торое устройство, которое в состоянии предотвратить поврежде-
ния, вызываемые падением бомбы на землю, а также предохра-
нить находящиеся в ней приборы.

17.6. Средние ионы. Существует несколько требующих разре-
шения проблем, связанных со средними ионами. Одна из них ка-
сается условий, при которых средние ионы образуют отдельную
группу. Другая заключается в необходимости установить, тре-
буется ли для образования средних ионов некоторое специаль-
ное вещество, например серная кислота. Открытие Хоггом (1939а)
характерной единицы — элементарный размер иона — тоже тре-
бует продолжения исследований. Необходимо установить, спра-
ведлив ли его результат при любых условиях существования сред-
них ионов и каков смысл этого элементарного размера?

Кроме того, имеется широкое поле исследования условий об-
разования и исчезновения средних ионов. Например, необходимо
установить, подобны ли для них коэффициенты рекомбинации и
воссоединения и уравнения равновесия, существующие для легких
и тяжелых ионов? Существуют ли незаряженные частицы такого
же размера, как и средние ионы, и если существуют, то как их
можно обнаружить? Действуют ли средние ионы как центры кон-
денсации водяного пара? Необходима ли для этого некоторая сте-
пень пересыщенности прежде, чем пар начнет конденсироваться?

17.7. Ионизационное равновесие. Проблема ионизации нижней
атмосферы прояснилась с открытием того положения, что рав-
новесие не достигается для тяжелых ионов, находящихся при
нормальных условиях в атмосфере, так что для данного случая
уравнения равновесия несправедливы. Таким образом, остается,
по-видимому, мало надежды на то, что концентрации ионов и
ядер в атмосфере удастся связать с коэффициентами рекомбина-
ции и воссоединения и с другими свойствами аэрозолей. В луч-
шем случае, только когда источник ядер находится на большом
расстоянии от точки наблюдения, можно говорить о некотором
подобии ионизационного равновесия в последней. Но на больших
расстояниях от источника ядра, очевидно, сильно изменятся и их
свойства будут отличаться от свойств вновь образованных ядер.

Анализ свойств ядер, основанный на измерениях, проводимых
при контролируемых условиях лабораторных экспериментов, яв-
ляется, по-видимому, несколько выходящим за рамки атмосфер-
ного электричества и этой книги. Однако, если результаты по-
добных экспериментов применить к рассмотрению неравновесного
состояния, можно, очевидно, объяснить результаты измерений ко-
личеств заряженных и незаряженных ядер.

17.8. Измерения градиента потенциала. Измерения градиента
потенциала должны в первую очередь использоваться для опре-
деления наличия объемных зарядов как в хорошую (Мюлейзен,
1953), так и в плохую погоду.

Если несколько регистраторов градиента потенциала устано-
вить в различных местах, то можно было бы получить данные
о движении объемных зарядов и дополнить работу Витлока и
Чалмерса (1956). Кроме того, ее можно дополнить данными
о градиенте потенциала, полученными над землей,— на мачтах или
с помощью привязных аэростатов.

Используя данные измерений градиента потенциала, можно
зарегистрировать мелкомасштабные движения воздуха, поскольку
ионизация, созданная в некотором его объеме, по-видимому, со-
храняется и после перемещения его на несколько километров.
Воздух может быть легко ионизован искусственно, например,
с помощью метода, использованного Ларджем и Пирсом (1957).

17.9. Проводимость воздуха. Нерешенная проблема, связан-
ная с проводимостью .воздуха, сводится к исследованиям ано-
мальной проводимости под облаками, вызванной главным обра-
зом ионами, возникающими при разряде с острий. Данные по
этому вопросу противоречивы, поэтому желательно провести из-
мерения проводимости с помощью самолета, а также в различных
районах, особенно в горах. Если окажется, что проводимость,
обусловленная положительными ионами, при наличии сильных
отрицательных градиентов потенциала возрастает, то, следова-
тельно, объемный заряд образуется, как и предполагается теперь,
разрядом с острий. В этом случае измерения проводимости поз-
волили бы оценить величину токов с острий, но в то же время от-
крытие роста проводимости с высотой еще более затруднило бы
объяснение отсутствия увеличения градиента потенциала с высо-
той под облаками при наблюдениях с помощью альтиэлектро-
графа (см. § 9.23). С другой стороны, если окажется, что нет
никакого увеличения проводимости, то возникает вопрос, что про-
исходит с ионами, образованными разрядом с острий.

Измерения проводимости желательно проводить над грозо-
выми облаками, чтобы подтвердить вывод Гиша и Уайта (1950),
Стерджиса, Рейна и Кангаса (19576), что аномалий не сущест-
вует и любые токи между вершинами облаков и электросферой
являются просто токами проводимости, а не токами разрядов.

Если бы удалось преодолеть трудности измерения проводимо-
сти внутри облака, то можно! было бы получить много полезной
информации (см. § 17.4).

17.10. Ток атмосфера — земля. Казалось, что после измере-
ний тока атмосфера — земля Ноланами (1937) и Хоггом (1939Ь)
проблема двух методов его измерения удовлетворительно раз-
решена. Однако недавние измерения Лоу (1963), а также Хи-
гадзи и Чалмерса (1966) (см. § 7.6 и 8.15), проведенные в непо-
средственной близости от земли, а также измерения Краакевика
и Кларка (1958), проведенные под и над слоем обмена (см.
§ 8.17), показали, что конвективными токами в нижней атмосфере
пренебрегать нельзя.

Главная трудность этой проблемы, связанная с самыми ниж-
ними слоями атмосферы, заключается в том, что до настоящего
времени нет способов непосредственного измерения тока атмо-
сфера—земля на любом уровне, отличном от уровня земли *. Од-
нако, если методика измерений, изложенная в § 8.16, окажется
пригодной, то ее использование дало бы полезную информацию.

Сравнительные измерения тока атмосфера—земля вблизи зем-
ной поверхности с помощью прямых и косвенных методов позво-
лили бы определить роль конвективных токов.

17.11. Разряд с острия. Как для изучения переноса заряда
между облаками и землей, так и для выявления связи между
токами осадков и током разряда с острия важно уметь правильно
определить плотность тока короны, соответствующую измеренной
величине тока, текущего через данное конкретное острие. Для
получения точной информации по данному вопросу необходимо
определить ток короны, текущий через дерево. Необходимость
таких измерений рассмотрена в § 9.14, где также описаны некото-
рые методы этих измерений. Возможно также использовать де-
рево в качестве первичной обмотки трансформатора, намотанного
на магнитный сердечник, расположенный вокруг дерева. Тогда
вторичный ток будет зависеть от измерений тока в дереве, и при
интегрировании можно получить величину тока короны, текущего
с дерева. Если ток короны с дерева течет в виде импульсов, то
это также можно обнаружить с помощью трансформатора.

Если суммарный ток разрядов с острий под грозовым облаком
равен только 1/10 А, даже если этот ток возникает на более об-
ширной территории,—современные магнитные приборы в состоя-
нии его обнаружить.

1 См. сноску на стр. 185. — Прим. ред.
Если во время устойчивого разряда с острия удастся измерить
градиент потенциала на различных уровнях с помощью шаров-
зондов или самолетов, то плотность тока короны можно будет
определить на основании методики, изложенной в § 9.18, ана-
логичной той, с помощью которой рассчитывали получить токи
короны из измерений ширины следов на записи альтиэлектро-
графа (см. § 9.21).

Для определения связи тока разряда с острия с градиентом
потенциала требуется провести большую экспериментальную и
теоретическую работу. В результате можно было бы выявить при-
чину аномальной ширины следов альтиэлектрографа. Если шар-
зонд с радиотелеметрией или регистрирующим устройством мог
бы одновременно провести измерения разряда с острия (как это
делалось на альтиэлектрографе) и градиента потенциала (напри-
мер, методами Кенигсфельда и Пиро (1950) или Карье и Крей-
ельсхеймера (1960)), то- можно было бы получить необходимую
информацию.

17.12. Токи осадков. Известно, что в грозовую погоду токи
осадков на землю незначительны по сравнению с другими то-
ками. Тогда возникает -вопрос, как осадки теряют заряд, при-
обретаемый ими в облаке, и как они приобретают заряд, кото-
рый обнаруживается, когда они достигают земли. Обратная про-
порциональная зависимость между током осадков и градиентом
потенциала, а в особенности зеркальный эффект показывают, что
осадки получают свой заряд от ионов, возникающих при разряде
с острий. Но как тогда зеркальный эффект возникает -в результате
захвата ионов в непосредственной близости -от земной поверхно-
сти. Наблюдаемые величины средних зарядов капель слишком
велики, чтобы объяснить перезарядку с помощью процесса за-
хвата ионов Вильсона (1929) (см. § 3.6). Сложный вопрос вре-
менных сдвигов, возникающий при рассмотрении эффекта зер-
кального изображения (см. § 10.27), следует также отнести
к этой проблеме. Если бы удалось измерить заряды осадков на
различных высотах под облаками, то это дало бы ценную ин-
формацию.

Существует явное противоречие между результатами Смита
(1955) и результатами Хатчинсона и Чалмерса (1951), относя-
щимися к знакам зарядов на отдельных дождевых каплях. Если,
как предполагалось в § 10.17, это- противоречие возникает в ре-
зультате недостаточного числа измерений зарядов капель осад-
ков, то данные дальнейших измерений с возможно большим чи-
слом измерений зарядов капель за короткий промежуток времени
и с более чувствительной аппаратурой, чем у Смита, могли бы
разрешить это противоречие и позволили бы проверить предпо-
ложение о том, что в основном именно за счет более мелких ка-
пель зависимость тока осадков от градиента потенциала обратно
пропорциональная.

Если градиент потенциала мал, то возникают совсем другие
проблемы, поскольку в этом случае ток осадков, вероятно, яв-
ляется наибольшим из всех токов. Таким образом, эффект зер-
кального изображения в этом случае имеет иную природу, чем
во время гроз. Особую важность для теории приобретают осо-
бенности токов осадков, обнаруженные Чалмерсом (1956) и Рей-
тером (1965), и прежде всего значение градиента потенциала при
нулевом токе. Значительный интерес представит проверка вы-
вода, что направление тока или знак градиента потенциала над
облаком зависит от того, в виде дождя или в виде снега выпа-
дают осадки.

17.13. Слоисто-дождевые облака. Удивительным является тот
факт, что очень мало известно об электрической структуре слои-
сто-дождевых облаков, дающих обложные осадки.1 Кучево-до-
ждевые грозовые облака гораздо! лучше изучены, поскольку элек-
трические явления в них более ярко выражены.

Следует надеяться, что измерения, аналогичные проведенным
в кучево-дождевых облаках, будут проведены и в слоисто-дожде-
вых облаках, но с гораздо более чувствительной аппаратурой.
Например, можно использовать альтиэлектрограф в его первона-
чальном варианте или в виде радиозонда, но тут потребуется
гораздо более длинный провод для создания достаточной разно-
сти потенциала, необходимой для того, чтобы вызвать разряд
с острия. Вместо используемого в альтиэлектрографе провода
длиной 20 м потребуется провод длиной 100 м или более (Чепмен
(1952) упоминает об использовании даже 300 м провода). Это
ограничит применение данного метода в тех местах, где такая
длина провода может вызвать повреждения линий электропере-
дачи, если не использовать устройство, разматывающее провод,
когда достигнута достаточная высота, и вновь сматывающее его
при спуске.

Данные измерения градиента потенциала над облаками, по-
добные данным измерений Гиша и Уайта (1950) или Стерджиса,
Рейна и Кангаса (1957Ь), дали бы однозначный ответ на вопрос
о направлении тока через облако, а следовательно, и о направле-
нии процесса разделения зарядов. Согласно данным о суммарном
токе у поверхности земли (§ 10.22 и 10.24), следует ожидать, что
знак градиента потенциала над облаком будет зависеть от того,
в виде снега или дождя выпадают осадки.

Необходимо исследовать, как скажется на электризации об-
лаков то, что в слоисто-дождевых облаках горизонтальные дви-
жения сильнее вертикальных. Следовательно, необходимо рас-
смотреть горизонтальные перемещения зарядов. При этом прин-
цип квазистатического состояния в его простой форме, в какой
он применяется для горизонтально стратифицированной атмо-
сферы, уже не может быть использован. Если окажется, что су-
ществуют различия в направлении токов над облаками и под
ними, то придется рассмотреть эффекты горизонтального дви-
жения.

1 См. сноску на стр. 281. —Прим. ред.
Самолетные измерения (Ганн, 1950) проводились даже в гро-
зовых облаках, так что провести аналогичные измерения гради-
ента потенциала внутри слоисто-дождевых облаков было бы не
слишком трудно.

Кроме того, необходимо исследовать, имеется ли какое-ни-
будь различие в электрической структуре слоисто-дождевых об-
лаков, тех, в которых осадки порождены механизмом, связан-
ным с наличием ледяной фазы, тех, в которых осадки вызваны
коагуляцией, и в особенности тех, в которых вообще может от-
сутствовать ледяная фаза. Результаты Смита (19515), рассмо-
тренные в § 16.7, позволяют предположить, что такое различие
может существовать, причем отсюда можно сделать существен-
ные выводы относительно природы зарядов в слоисто-дождевых
облаках. Тогда как теплые грозы являются редким явлением и,
возможно, вообще не существуют, достоверно установлено, что
существуют теплые облака, дающие дождь без грозы, и исследо-
вание их электрической структуры не представляет особой труд-
ности.

17.14. Грозовой разряд. С открытием Кларенсом и Маланом
(1957) начальных процессов в разряде одна из основных про-
блем, оставшаяся неразрешенной и заключающаяся в противоре-
чиях между длительностью оптических и электрических эффектов,
в настоящее время решена. Оставшиеся проблемы менее суще-
ственны.

Точный механизм развития ступенчатого лидера еще досто-
верно не известен, и, по-видимому, имеется противоречие между
результатами, полученными в Южной Африке и Англии, касаю-
щееся относительного расположения зарядов, участвующих в по-
следовательных ударах многократной вспышки.

Желательно получить подтверждение предположению Кла-
ренса и Малана (1957) о том, что первая стадия грозового раз-
ряда на землю представляет собой пробой между главным от-
рицательным и нижним положительным зарядами. Кроме того,
очень полезно более точно определить местоположение нижнего
положительного заряда.

Неплохо проверить предположения Шонланда и Малана (1954)
о том, что первый проход ступенчатого лидера, направленного
вверх от Эмпайр стейт билдинг, может перенести отрицательный
заряд к нижнему положительному заряду облака (см. § 14.39).
Хотя только 4% вспышек молнии в Англии переносят на землю
положительный заряд (см. § 14.30), а в Южной Африке, воз-
можно, и того меньше, очень интересно получить фотографии этих
молний с помощью камеры Бойса. Установить же, что именно
данные вспышки молнии переносят на землю положительный за-
ряд, позволят электрические измерения. Все это необходимо для
того, чтобы подтвердить или опровергнуть предположение Шон-
ланда и Малана, что характеристики продвижения положитель-
ного стримера отличаются от соответствующих характеристик
отрицательного стримера.
Ньюмен (1958) предложил новый метод исследования молнии,
который заключался в том, что с корабля в грозовые облака
с помощью ракеты доставляют тонкий проводник длиной при-
мерно 300 м для того, чтобы вызвать разряд из облака. Тогда
ток в проводе можно тщательно исследовать таким же самым
способом, каким были исследованы разряды в высокие здания,
однако при этом проводник до начала разряда не действует на
облако. Ньюмен предложил также после первоначального раз-
ряда приложить высокий потенциал к нижнему концу провода
для исследования характеристик канала. Он предположил, что
излучение разряда будет действовать как искусственный генера-
тор атмосфериков. Предварительные результаты (Ньюмен, 1965)
показали, что многие из его надежд оправдались, и дальнейшие
его результаты представляют значительный интерес.1

17.15. Измерительная аппаратура. Записи результатов изме-
рений в будущем, по-видимому, должны преследовать две совер-
шенно разные цели. С одной стороны, существуют параметры, ко-
торые меняются медленно. В этом случае следует выбирать
цериоды с достаточно репрезентативными значениями, регистри-
ровать результаты измерений на магнитной ленте или на перфо-
рированной бумаге, а затем на вычислительной машине анализи-
ровать любым желаемым способом. Если бы было возможно ис-
пользовать не выборочные, а средние значения за непрерывные
промежутки времени, то это явилось бы шагом вперед по срав-
нению с существующими методами. Усовершенствованием была
бы и возможность выбирать различные параметры в одно и то
же время или, что еще лучше, осреднять их за один .и тот же
промежуток времени, и лишь после этого записывать в цифровых
обозначениях. В настоящее же время выборки различных пара-
метров осуществляются по очереди в разные моменты времени.

С другой стороны, существуют случаи быстрых изменений па-
раметров атмосферы, и становится необходимой непрерывная ре-
гистрация. Иногда, например, при ударах молнии изменения па-
раметров происходят чрезвычайно быстро, и необходимы очень
большие скорости развертки. Если при этом запись производится
непрерывно, то, естественно, будет значительным расход мате-
риала, на котором производится запись. Однако можно приме-
нить некоторое запускающее устройство, благодаря которому за-
пись начинается только тогда, когда удовлетворены определен-
ные условия, например, достигнут высокий градиент потенциала.
Используется еще и метод записи, позволяющий проводить по-
вторную регистрацию, например метод магнитной ленты Кла-
ренса и Малана (1951), из которой могут быть извлечены инте-
ресующие исследователя участки записи.

17.16. Внешняя атмосфера. Как уже отмечалось, электросфера
действует как замкнутый электростатический экран, и явления

1 В настоящее время Ньюменом опубликован ряд работ, показывающих эф-
фективность предложенного им метода.— Прим. ред.
атмосферного электричества ограничены областью между этим
экраном и землей. Какие бы электрические эффекты не сущест-
вовали далее в верхней атмосфере, они не могут оказывать ни-
какого влияния на процессы в тропосфере, рассмотренные в этой
книге.

Однако появление ракет и других летательных аппаратов, спо-
собных поднять измерительную аппаратуру на уровни, находя-
щиеся выше проводящих слоев электросферы и ионосферы, дало
полное основание поставить вопрос, каковы электрические усло-
вия вдали от этих слоев и имеет ли земля и ее атмосфера в целом
некоторый заряд с внешней стороны проводящих слоев.1

Во всяком случае, несколько выше того уровня, который мо-
жет быть назван верхней границей ионосферы, атмосфера все еще
остается хорошим проводником, в котором предполагается, что
любые разности электрических потенциалов малы.

17.17. Теоретические соображения. Многие теоретические ре-
зультаты, представленные в этой книге, основаны на использова-
нии принципа квазистационарного состояния. На основе этого
принципа можно хорошо описать общую картину процесса, если
предположить, что он протекает ровно. Однако в большинстве
явлений атмосферного электричества длительность процессов,
происходящих с постоянной скоростью, невелика, и часто оказы-
вается, что квазистационарное состояние не достигается. При-
мером может служить ионизационное равновесие (§ 4.36). Вих-
ман (1952Ъ) обратил внимание на нестационарность процесса
грозы. Не вызывает сомнения, что нестационарность процессов
надо учитывать при рассмотрении таких явлений, как эффект
зеркального изображения (§ 10.25) и эффект перемещения под
грозовыми облаками ионов, образованных разрядом с острий
(§ 9.23). Ясно, что математические методы, которые потребуются
при теоретических расчетах, будут гораздо более сложными, чем
применяемые в настоящее время. Вполне вероятно, что решения
будут получены только численными методами, возможно, с по-
мощью электронно-вычислительных машин.

Не должно быть упущено еще одно соображение. Применение
.законов электричества, а особенно законов электростатики, к яв-
лениям в атмосфере нуждается в очень далекой экстраполяции
явления малого масштаба, для которых эти законы были экспе-
риментально установлены. Однако такая экстраполяция для атмо-
сферы и всей земли может оказаться неоправданной. Другими
словами, могут существовать условия, которые совершенно не су-
щественны для явлений, изучаемых в лаборатории, но которыми
нельзя пренебрегать в масштабе атмосферы. Кроме того, по-ви-
димому, неверно рассматривать условие квазистационарности с
точки зрения законов статического электричества — аналогичное

1 Этот вопрос был впервые поставлен в 1957 г.— при разработке советской
программы исследований высоких слоев атмосферы (Имянитов, 1957).— Прим,
ред.
разногласие возникает в теории проводимости металлов. По-
скольку в настоящее время нет никаких данных, указывающих
на какое-либо прекращение действия физических законов, кото-
рые, как предполагается, управляют всеми явлениями, то оста-
ется предполагать (это, разумеется, требует проверки), что эти
законы действуют и в больших масштабах, характерных для ат-
мосферно-электрических процессов. Однако пока никто не может
предсказать, какие при этом должны возникнуть отклонения от
существующих законов.

17.18. Будущее. Многие проблемы, изложенные на предыду-
щих страницах настоящей книги, должны быть решены при ис-
пользовании данных, полученных с помощью некоторых видов
летательных аппаратов. Высокая скорость самолетов имеет пре-
имущества с точки зрения выбора различных областей исследова-
ний, но в то же самое время делает невозможным детальное изу-
чение какой-либо одной области. В одних случаях наилучшим ле-
тательным аппаратом, который следует использовать, является
привязной аэростат, в других — вертолет (не может ли он слу-
жить гигантским электростатическим флюксметром?), а иногда —
вновь свободный шар-зонд; Россманн (1950) отдал предпочтение
буксируемому планеру.

Хотя данные самолетных измерений должны играть сущест-
венную роль в будущих работах по атмосферному электричеству,
все же данные, получаемые на поверхности земли, особенно в не-
обычных частях планеты, например на вершинах гор, в полярных
районах, пустынях и т. д., не потеряют своей ценности.

Если когда-нибудь удастся получить ответы на вопросы, по-
ставленные в этой главе, это все-таки не будет означать, что ат-
мосферное электричество полностью изучено. Каждый ответ на
поставленный вопрос выдвигает новые проблемы, до сих пор еще
не сформулированные. Однако можно с уверенностью предска-
зать, что некоторые из новых проблем будут связаны с уточне-
нием связей между электрическими и метеорологическими явле-
ниями.
ПРИЛОЖЕНИЕ 1

Поскольку многие результаты были приведены в электростатических едини-
цах, то удобно иметь перед глазами таблицу переводных коэффициентов в си-
стему единиц МКС:

Потенциал
Заряд
Емкость
Сопротивление
Проводимость

1 СГСЭ=300 В (вольты)

1 СГСЭ=3,33 • 10“10 Кл (кулоны)

1 СГСЭ (1 см) = 1,11 10-12 Ф (фарады)

1 СГСЭ=9-10-11 Ом (омы)

1 СГСЭ=1,11 • 1010 Ом-1 (обратные омы)

ПРИЛОЖЕНИЕ 2

СРЕДНИЕ ЗНАЧЕНИЯ ДАННЫХ

Величина Единицы Кью Наземные станции в среднем Океаны
Градиент потенциала В/м 365 130 126
Ток атмосфера—земля А/м2 1,12 • 10-12 2,4 • 10-12 3,7 • 10-12
Проводимость Ом-1м-1 3,0 10-1® 1,8 • 10-и 2,8 • 10-14
Сопротивление столба воздуха Ом/м2 4,0 • 10'7 1,9 • 10’7 1,2 • 1017
Число ядер СМ-3 40 000 4000 4500 (?)
Легкие положительные ионы СМ-3 205 750 640
Легкие отрицательные ионы СМ-3 155 680 575
Скорость образования ионов СМ-3С~' Ю (?) 9,5 1,5
Объемный заряд Кл/м3 10-и 10-и ?
Примечание. Более подробные данные об этих и других величинах при- ведены Израэлем (1952).
ЛИТЕРАТУРА

Ряд сборников статей упоминается в следующем ниже списке неоднократно.
При этом полные названия сборников не приводятся, а используются следую-
щие сокращения:

Тйипдегзкит Е1ес!псНу— Тйипдегз(опп Е1ес1псНу, 1953, Н. Р. Вуегз (ед.),.
Ищу. о! СЫса^о Ргезз, СЫса^о.

Сотрепдшт о! Ме!еого1о^у— Сотрепдшт о! Ме!еого1о^у, 1951, Т. Е. Ма-
рте (ей.), Ат. МеЕ 8ос., Воз1оп.

ХУеп1хуогй1 СопЕ — Ргосеедт^з о! 1Не СопГегепсе оп А1тосрйег1с Е1ес!псНу,
Ье1й а! ХУеп1хуогН1-Ьу-Н1е-8еа, Рог!зтоиН1, ЕЕ Н., Мау 1954, р. Е. Но1хег апд
XV. А. 8тИЬ (едз.), (Ргосеедт^з о! Н1е 1з1 Соп(егепсе оп РИуз1сз о! С1оидз апд
1ег, ВедГогд, Мазз.

Аг1. 811т. Наш—АгНЯаа] 8ити1аНоп о! Наш, 1957, Н. ХУетектапп апй
XV. А. 8тИй (ейз.), (Ргосеедт^з о! Н1е 1з1 Соп!егепсе оп Рйузтез о! С1оийз апй
РгеарНаНоп), Рег^атоп Ргезз, Иеху Тогк.

Нес. Аду. — Ресеп! Адуапсез т А1тозрЬепс Е1ес1псИу, 1958, Ь. О. 8т1Нх
(ед.), (Ргосеед1пр;5 о! (Ее 2пд \Уеп(хуогН1 СопГегепсе, Мау 1958), Рег^атоп Ргезз,
Йехе Уогк, рр. 1—631.

РгоЫетз—РгоЫетз о! А1тозрйепс апд 8расе Е1ес1псИу, 1965, 8. С. Сого-
пНу (ед.), (Ргосеед1п^з о! Згд 1п1егпаНопа1 СопГсгспсс оп А1тозр1тепс апд 8расе
Е1ес(пс11у, Моп1геих, Мау 1963), Е1зеу1ег, Атз1егдат, рр. 1—616.

Токуо Соп1.— 1п1егпаНопа1 СопГегепсе оп С1оид РНузтез, Токуо апд 8аррого,
Мау—Липе, 1965.

Авэ (Ахуе О.), 1964. Еггогз ш согге1аНоп Ье1хуееп Нте зепез, Л. А1тозрй.
Тегг. Рйуз. 26, 1239—55.

Адамсон (Адатзоп Л.), 1960. Т1те сотрепзаНоп о! Н1е еНес1з о! ро!еп-
На1—§гад1еп! уапаНопз т Нге теазигетеп1з о! Нте аЬпозрйепс а!г—еаг1й сиг-
геп1, фиат!. Л. К. Ме1. 8ос., 86, 252—8.

Адкинс (Адктз С. Л.), 1959а. Меазигетеп1з о! Нге аИпозркепс ро!епНа1
§гад!еп1 оп а Сапад1ап §1ас1ег, <2иагЕ Л. Р. Ме1. 8ос., 85, 60—4.

Адкинс (Адктз С. Л.), 19596. ТЬе зтаП 1оп сопсепИаНоп апд зрасе сЬаг^е
пеаг 1Ье §гоипд, (ЗиагЕ Л. Р. Ме1. 8ос., 85, 237—52.

Айткен (АНкел Л.), 1880. Оп диз1, 1о§ апд скшдз, Тгапз. Р. 8ос. ЕдтЬ.,
30, 337—68. Со11ес1ед 8с1епНПс Рарегз, СатЬпдде Иту. Ргезз, 1923, рр. 34—64.

Айткен (АНкеп Л.), 1888—1889. Оп 1тргоуетеп1з т Нте аррага!из Гог соип-
Нп^ Нте диз! рагНс1ез 1п Нге акпозрйеге, Ргос. Р. 8ос. ЕдтЬ., 16; Со11ес1ед 8с1-
епНПс Рарегз, рр. 207—35.

Аккарди (АссапН Ь.), 1952. Миоуо аррагассЫо рег 1а ге§1з1гах1опе де!
сатро е1еНпсо а1тозГепсо, ОеоНз. Риг. Арр1., 22, 84—8.

Аливерти и Ловера (АПуегН О., Ёоуега О.), 1950. ОЬег еш1§е 1п ОЬе-
гНаНеп ЬеоЬас111е1е Ки^еНэШхе, АгсЬ. Ме1., \У1еп А, 3, 77—83.

Ангенхайстер (Ап§еп1те1з1ег О.), 1914. В1е 1иНе1ек(пзс1теп ВеоЬасМип-
§еп ат 8атоа—ОЬзегуа1опит, 1912—1913, Иасйг. Оез. \У1зз., СдНшееп, 191 —
206.

Андерсен (Апдегзеп XV. Н.), 1965. Епег^у зоигсе 1ог Ьа11 П^Мпт^,
Л. СеорЬуз. Рез., 70, 1291—3.

Андерсон (Апбегвоп К. V.), 1965. 1п Б^всиззгоп, РгоЫетз, р. 143.

Арабаджи В. И., 1956. Шаровая молния. Уч. зап. Минскою гос. пед.
ин-та, вып. 5.

Арабаджи В. И., 1959. Об электрических свойствах грозовых осадков,
ДАН СССР, т. 127, № 2, с. 298—301.

Арнольд и др. (Агпо1б Н. К., Ргегсе Е. Т., ХУкНзоп А. Б.), 1965. Тке еИес!
о! а 1тп2 1гее ироп (Не 1а1г УеаИгег ро1епНа1 ^гасНеп!, Л. АЬпозрЬ. Тегг. Ркуз.
27, 429—30.

Атлас (А11ав Б.), 1958. Рабат ескоез апб а(тозркепсз 1п уегкса1

сговз-весБоп, Кес. Абу., рр. 441—59.

Аулт и Маучли (АиН Л. О., МаисЫу 8. Л.), 1926. Осеап ша^пекс апб
е1ес1пс оЬвегуаНопв оЫатеб аЬоагб 1ке Сагпе^е, 1915—1921, РиЬ. СагпеМе 1пвБ
175, 197—286.

Бадден (Виббеп К- О), 1951. ТЬе ргора^аНоп о! а габюа!тозркепс, РИИ.
Мад. 42, 1—19.

Байерс (Вуегв Н. К.) (еб.), 1953. Ткипбегз1огт Е1ес1псНу, 1Лл1у. о! СЫ-
садо Ргезв, СЫса^о.

Байерс (Вуегв Н. К.), 1965. ТЬе ге1аНоп о! апб 1Иипбегз!огтз

1о те!еого1о^1са1 сопбШопз, РгоЫетв, рр. 491—6.

Байерс и Брэхем (Вуегз Н. К-, ВгаЬат К. К.), 1953. Ткипбегз!огт
з!гис1иге апб бупапйсв, Ткипбегв(огт Е1ес!пс1(у, рр. 46—65.

Балдит (Ва1бН А.), 1911. 8иг 1ев скаг^ез ё1ес1пдиез бе 1а р1и1е аи Риу—
еп-Х/е!еу, С. К. Асаб. 8сь, Рапв 152, 807—9; 154, 731—3.

Балдит (Ва1бН А.), 1912. БоиуеПез оЬзегуаНопз зиг 1ев скаг^ез ё1ес!п-
циев бе 1а р1и!е еп 1911 аи Риу-еп-Уе1еу, Кабшт, Рапз 9, 92—101.

Банерджи (Вапегр 5. К.), 1932. ТЬе е1ес1г1с Пе1б о! оуегйеаб (кипбег-
в1огтв, РЫ1. Тгапв. А, 231, 1—27.

Банерджи (Вапетр 8. К.), 1938. Боев 1кипбегз1огт гат р1ау апу раг!
1п (Не гер1еп1зктеп( о! (Не еагОТз пе^аНуе скатке? С)иагБ I. К. МеБ 8ос. 64,
293—9.

Банерджи и Дэле (Вапетр 8. К-, Бе1е 8. К), 1952. Е1ес1пс скаг^ез о!
гат-бгорз, Ргос. №1. 1пвБ 8сБ, 1пб1а 18, 93—124.

Барлоу и др. (Ваг1о\у Л. 8., Ргеу С. XV., Пеи-тап Л. В.), 1954. Х'егу 1о\у
Ггес|испсу по1зе рос.ег 1гот 1Ье И^Мтп^ б!вскаг§е, Л. РгапкИп 1пз1. 258, 187—203.

Барнард (Вагпагб V.), 1951. ТНе арргох1та(е теап ке!^к1 о! Иге Ншпбег-
с1оиб скаг^ев 1ак1п^ раг! 1п а Пазк 1о р;гоипб, Л. Сеоркув. Кев. 56, 33—5.

Баттан (ВаНап Б. Л.), 1953. РогтаНоп апб вргеаб о! ргес1рИа1юп 1п соп-
уесВуе с1оибв, Л. Ме1. 10, 311.

Бауэр (Вайет Б. А.), 1920. Уег11са1 е1ес!пс сигтеп1в апб (Не ге1а!юп ЬеБигееп
1еггев1па1 тадпеНвш апб актозркепс е1ес1псИу, Тегг. Ма^п. А1тоз. Е1есБ 25,
145—62.

Беккариа (Вессапа О. В.), 1775. Бе1Г е1еИпс11а 1етгев1ге а(тов!епса а
с1е1о зегепо, Типп.

Белин (ВеИп К. Е.), 1948. А табю-вопбе теНтоб {от а1тозркепс ро(епНа1
(*габ1еп1 тпеавитетпеМз, Ргос. РЬуз. 8ос., Бопб. 60, 381—7.

Бенндорф (Веппбог! Н.), 1900. С’Ьсг бге 81бгип^еп без поттпа1е а1то-
врИапвскеп Ро1епНа1деГа11ев битей ВобепегкеЬип^еп, 8. В. Акаб. \У1зз., ХУ1еп ПО,
923—40.

Бенндорф (Веппбог! Н.), 1902. ОЬег еш тескашвск терзШетепбез Е1е-
к!готе!ег Гиг 1и11е1ек!г1вске Мезвип^еп, 8. В. Акаб. ХУ1вз., ХХИеп 111, 457—512.

Бенндорф (Веппбог! II.), 1906. Б'Ьег «ехутзбе 8(отипдеп без Егб!е1без тИ
Кйскзкк! аи! б!е Ргах1в 1иИе1ек1пзскег Мевзип^еп, 8. В. Акаб. АА'Чзн., ХУ1еп 115,
425—56.

Бенндорф (Веппбог! Н.), 1910. БиПеккШзсИе ВеоЬасЫип^еп ап Стах,
8. В. Акаб. ХУ188., ХМтеп 119, 89— ПО.

Бенндорф (Веппбот! Н.), 1912. ПЬет б!е ВеоЬасЫип^еп бет МебетвсЫа^з-
е1ек4т12:11аБ, 8. В. Вауег. Акаб. \У1зз., 402—29.

Бент (Веп! А. Е.), 1955. УапаЬ'опз 1п а1тозрЬепс е1ес(пс11у а! Моип!
ХУавЫп^оп, МБ ХУазк. ОЬз. Мехув. ВиП. 27, 1—8.

Бент (Веп! К. В.), 1964. ТЬе 1ев11п§ о! аррата!из Гог дтоипб (а1г-хгеа№ет
зрасе скатке теазитетпепк, Л. А(тозрк. Тегг. Ркуз. 26, 313—8.
Бент и др. (Веп( К. В., СоШп Н. Е., Ни(ск1пзоп XV. С. А., С1га1тегз Л. А.),
1965. Брасе скагрез ргобисеб Ьу ро!п( бхзскаг^е (гот (геев бигтр? а (кипбег-
з(огт, Л. Акпозрк. Тегг. Ркуз. 27, 67—72.

Бент и Хатчинсон (Веп( К. В., Ни(сЫпзоп XV. С. А.), 1965. Е1ес(пс
зрасе скагрез оуег теШпд эпоху оп (ке рроипб, Л. А(тозрк. Тегг. Ркуз. 27,91—9.

Бент и Хатчинсон (Веп( К. В., Ни(ск1пзоп XV. С. А.), 1966. Е1ес(пс
зрасе скаг^е шеазигетеМз апб (ке е1ес(гобе е((ес( хуКкт (ке ке(р;к( о( а 21 т
таз!, Я. А(тозрк. Тегг. Ркуз. 28, 53—73.

Бергер (Вег^ег К.), 1961. СеичИегГогзскиик аи( бет Моп(е 8ап 8а1уа(оге,
Е1ек(го(еск. 2. 82, 249—60.

Бержерон (Вег^егоп Т.), 1933. Оп (ке ркузшз о( с1оиб апб ргеарИакоп,
Сеп. Абз. 1п(. Бп. деоб. (ЫзЬоп), рр. 156—70.

Беркли (ВагкПе К. Н. Б.), 1956. Уа1иез о( сотЫпакоп соеШс1еп(з. Бпри-
ЬНзкеб.

Беркли и др. (ВагкПе К. Н. Б., ХХ'ЫНоск XV., НаЬегНе1б С.), 1958. ОЬзег-
уакопз оп (ке геаскопз Ье(хуееп зтаП юпз апб (а) с1оиб бгор!е(з, (к) АИкеп
пис!е1, Кес. Абу., рр. 223—9.

Берндт (Вегпб( О.), 1913. Би((е1ек(пзске ВеоЬаск(ип^еп т Аг^епНтеп,
Мек. 2. 30, 363—6.

Бест (Веет А. С.), 1943. Тке 81ге Б(з(г(Ьи(юп о( Кат Бгорз, Мек Кез. С1ее.
М. К. Р., 352.

Бест (Вез! А. С.), 1950а. Тке з1ге б1з(пЬи(1оп о( га!п бгорз, (2иаг(. б. К- Мек
Бос. 76, 16—36.

Бест (Вез! А. С.), 1950Ь. Етр1пса1 (огти1а (ог (ке (егтша! уе1ос!(у о( хуа-
(ег бгорз (аПтр; (кгоирк (ке а(тозркеге, (^иагк Л. К- Мек Бос. 76, 302—11.

Бест (Вез! А. С.), 1953. Тке ге1акоп Ье(хуееп гаш сиггеп! апб га!е о! гат-
(а11, Л. Акпозрк. Тегг. Ркуз. 3, 285—8.

Бехаккер (Векаскег М.), 1910. 2иг Вегескпипр; без Егб(е1без ип(ег бег
Хгогаиззе(2ипр; котор;епег 1оп1з1египр; бег Акпозркаге, 8. В. Акаб. ХХЛзз., ХХТеп 119,
675—84.

Бнльдер (ВиПбег О.), 1929. Тке е((ес( о( сопбепзакоп пис1е! 1п акпозрке-
пс-е1ес(пс оЬзегуакопз, Тегг. Марри А(тоз. Е1ес. 34, 281—6.

Бланшар (В1апскагб Б. С.), 1961. Тке е!ес(гШса(1оп о! (ке а(тозркеге Ьу
раг(1с1ез (гот ЬиЬЫез т Нге зеа, ХУообз Но1е Осеапорр-арЫс 1пз(1(и(е, КеГегепсе
61—9.

Бланшар (В1апскагб Б. С.), 1964. Скагре зерагаНоп (гот закпе бгорз оп.
ко! зшТасез, №(иге, Бопб. 201, 1164—6.

Бланшар (В1апскагб Б. С.), 1965. Скагре зерагакоп а( (ке зигГасе о! 1ке
зеа, Токуо СопЁ, рр. 324—8.

Блейк (В1аке Б. Л.), 1883. ОЬег Е1ек(п21(а(зеп(ху1ск1ипр Ье1 бег Уегбатр-
(ипр; ипб йкег б!е е1ек(пзске ИеиЛгаПШ без уоп гиЫдеп е1ек(П21ег(еп ЕКзз^кеК-
зоЬегПаскеп аи(з(е1р;епбеп БатрГез, Апп. Ркуз. Скет. 19, 518.

Бойс (Воуз С. V.), 1926. Рго^геззхуе ПрМптр, Иа(иге, Бопб. 118, 749—50.

Бойс (Воуз С. V.), 1929. Ргоргеззхуе Н^ккпгп^, №(иге, Бопб. 124, 44—5.

Бор ре (Багге М.), 1953. Ргорпё(ёз ё1ес(пс|11ез би ЬПгхагб, Апп. Оеоркуз.

9, 164—83.

Боуэн (Вохуеп Е. С.), 1950. Тке (огтакоп о( га!п Ьу соа1езсепсе, Аиз(га!..
Л. 8с1. Кез. А, 3, 193.

Брайант и Флетчер (Вгуап( О. XV., Е1е!скег Ы. Н.), 1965. Ткегтое1е-
с!пс еИес(з т 1се, Токуо Сопк, 357—60.

Бранд (Вгапб XV.), 1923. Бег Кире1ЫЙ2, Непп Огапб, НатЬигр.

Браун (Вгохуп Б О.), 1930. ТЬе ге1аНоп о( зрасе скаг^е апб ро(епка1 §га-
б|еп( (о (ке бтгпа! 8уз(ет о( сопуесНоп т (ке 1оу/ег акпозркеге, Тегг. Марри
А1ГП03. Е1еск 35, 1—15.

Браун (Вгохуп Л. 6.), 1935. Тке 1оса1 уапаНоп о! (ке еаг(к’з е1ес(пс (1е1б,.
Тегг. Марри А(тоз. Е1ес(. 40, 413—24.

Браун (Вгохуп С.), 1936. Тке е((ес! о( хутб ироп (ке еаг(к’з е!ес(пс Пе1б
а( (ке зиг(асе, Тегг. Марри А(тоз. Е1ес(. 41, 279—85.

Браун (Вгохуп Л. С.), 1937. Тке е((ес( о( оуегсаз! зку ироп (ке 1оса1 бшг-
па1 уапакоп о( (ке еаг(к’з е1ес(пс Пе1б, Тегг. Марри А(тоз. Е1ес(. 42, 163—4.
Брауни (Вгохупе I. С.), 1951. А габаг есЬо (гот ИрМтп^, №1иге, Бойд.
167, 438.

Брауни и др. (Вгои'пе I. С., Ра1тег Н. Р., ХУогтеП Т. XV.), 1954. ТЬе рЬу-
81С5 оГ га!пс1оибз, <2иаг1. 3. К- Мек Бос. 80, 291—327.

Брик ар (Впсагб 3.), 1949. Ь’ёдиШЬге (огидие <1е 1а Ьаззе аГтозрЬёге,
Л. СеорЬуз. Кез. 54, 39—52.

Бриллюэн (ВпПоит М.), 1897. Ь’ё1ес1псИё аГтозрЬёпдие, Ес1. Ё1еск 12,
577—99.

Брук и др. (Вгоок М., АгтзГгопр С., ХУтбег К. Р. Н., Уоппс^и! В., Мо-
оге С. В.), 1961. Аг1Шс1а1 тШаБоп о! П^Мтп^ б!зсЬагр;ез, Л. СеорЬуз. Кез. 66,
3967—9.

Брук и Китагава (Вгоок М., КИарахх'а М.), 1960а. Боте азрес!з о( НцМ-
тп|х асНуИу апб ге1а!еб теГеогок^са] согкННопз, Л. СеорЬуз. Кез. 65, 1203—10.

Брук и Китагава (Вгоок М., КИараи'а М.), 1960Ь. Е1ес1пс-Пе1б сЬап^ез
апб 1Ье Сеаг^п оГ Н^Ытпр-ПазЬ соип1егз, Л. СеорЬуз. Кез. 65, 1927—32.

Брук и Китагава (Вгоок М., ККа^аша К.), 1964. КаёНаБоп (гот ЬрМ-
тпр сНзсЬаг^ез т (Ье Ггедиепсу гап^е 400 1о 1000 Мс/з, Л. СеорЬуз. Кез. 69,
2431—4.

Брук и др. (Вгоок М., КИа^ахуа К., ХУогктап Е. Л.), 1962. СиапЩаНуе
з!ибу о! з1гокез апб сопНпитр; сиггеп!з т И^Ытп^ сИзсЬаг^ез (о ргоипб, Л. Сео-
рЬуз. Кез. 67, 649—59.

Брук и Воннегат (Вгоок М., Х'оппери! В.), 1960. У1зиа1 сопПгтаНоп оГ
1Ье ]'нпс11оп ргосезз т И^Ыпгпр сНзсЬаг^ез, Л. СеорЬуз. Кез. 65, 1302—3.

Брукс (Вгоокз С. Е. Р.), 1925. ТЬе б1з(пЬи11оп оГ (ЬипбсгзГогтз оуег 1Ье
ц1оЬе, СеорЬуз. Мек, Ёопб. 24.

Брэдбери и Мьюрон (ВгабЬигу К. Е., Меигоп Н. Л.), 1938. ТЬе соп-
бепзаНоп пис1е1, Тегг. Ма^п. АЬпоз. Е1еск 43, 231—40.

Брейзфилд (Вгазе(1е1б С. Л.), 1959. Боте оЬзегуаБопз о( 1оху-1еуе1 1оп
с1оис18, Л. СеорЬуз. Кез. 64, 141—8.

Брюс (Вгисе С. Е. К-), 1944. ТЬе ййБаНоп оГ 1оп^ е1ес(пса1 сПзсЬаг^ез,
Ргос. Коу. Бос. А, 183, 228—42.

Брюс (Вгисе С. Е. К), 1959. Созгтс (Ьипбегзкгтз, Л. РгапкПп 1пзк 268,
425—45.

Брюс и Голд (Вгисе С. Е. К-, Со1бе К- Н.), 1942. ТЬе Пр;Мтпр б!зсЬагр;е,
Л. 1пзк Е1ес1. Епргз. 88, Р1. Н, 487—505.

Брюэр (Вгехуег А. XV.), 1953. Ап е1ес1готе!ег уа1уе уо11те!ег оГ ху1бе гап^е,
Л. 5с1. 1пз1гит. 30, 91—92.

Бур до и др. (Воигбеаи К- Е., ХУЫрр1е Е. С., С1агк Л. Р.), 1959. Апа1уНс апс!
ехрептепГа] е!ес1пса1 сопбисНуИу ЬеГхуееп 1Ье з1га1озрЬеге апс! 1Ье юпозрЬеге,
Л. СеорЬуз. Кез. 64, 1363—70.

Буро (Вигеаи К), 1931. Ё1ес1псИё аЬпозрЬёпчие ип габюропютёГге епге-
§1з(геиг, зон аррПсаНоп аих рагазКез а1тозрЬёпдиез, С. К- Асаб. Бек, Ране 192,
170—2.

Вагнер и Мак-Кенн (ХУа^пег С. Р., МсСапп С. Б), 1940. (Л^Ытпд
рЬепотепа, Е1есР Епрпр., К. У. 60, 438—443.

Вагнер и др. (ХУарпег С. Р., МсСапп С. Б., Веек Е.), 1940. Р1е1б гпуезБ-
§аНопз эп П^Ытпр;, Тгапз. Атег. 1пз1. Е1еск Епргз. 60, 1222—9.

Ваддель (ХУаббе! К- С.), 1948. Ап е1ес!пс (1е1б гпсГег Гог изе оп аегор1а-
пез, Кеу. 8с1. 1пз1гит. 19, 31—5. (5.25., 5.27).

Вайзе (ХУегзе С.), 1905. АйпозрЬапзсЬ—е1ек(пзсЬе 81гбте 1П уегНкакп Бе1-
(егп ип!ег ВегйскзкЬБрипе те1еого1отзсЬег Е1етеп1е, Ве1Ы. Апп. РЬуз. 29,
210— 11.

Вайснер (ХУе1ззпег Л.), 1895. ВеТгарс гиг КеппГтз без 1гор1зсЬеп Кееепз,
8. В. Акаб. ХУ188. ХУ1еп 104 В, 1397—1434.

Вайсс (ХУе1з8 Е.), 1906. ВеоЬасЫипреп йЬег К1ебег8сЫае8е1ек(г1гКа1,
8. В. Акаб. ХУ188., ХУ1еп 115, 1285—1320.

Вайсс и Штайнмаурер (ХУе1зз Е., Бкттаигег К), 1937. Меззип^еп
бег ЁиШопеп т ГппзЬгиск, ВеПг. СеорЬуз. 50, 238—251.

Вальтер (ХУаНег В.), 1903. СЬег бге Е1П8(еЬип^8ХУе1зе без ВШгез, Апп.
РЬуз., Ёрг. 10, 393—407.
Вальтер (ХУаИег В.), 1936. СЬсг баз АЬзрпп^еп без ВШхез уоп ешег Гег-
П^ел ВаЬлПгне, Апп. РЬуз., Ёрх. 25, 124—42.

Ван Атта и др. (Х'ап ЛЧа Е. С., МогЖгир Б. Ь., Уап А11а С. М., Уап бе
ОгааП Р. 3.), 1936. ТЬе безг^п, орегаНоп апб регЖгглапсе о! Же Роипб НИ1 е1е-
с1гоз1аПс 2епегакг, РЬуз. Реу. 49, 761—76.

Вебер (ХУеЬег Ь.), 1886--1892. МШеПип^еп, Ье!геИепб Ле 1т ЛиИгар'с без
Е1ек1го(есЬп1зсЬеп Уегетз аиз цер||1г1еп 11п1егзис1шпдеп ОЬег аЖгозрЬапзсЬе
Е1екЫшШ, Е1ек1го1есЬ. 7. 7, 445; 9, 189; 10, 387, 521; 571; 13, 239.

Венкманн (ХУекктапп Н. К), 1933. ОЬзегуаНола1 ба!а оп (Не ГогтаПоп
о! ргеарИаНол Ж сити1о-ттЬиз с1оибз, ТЬипбегзЖгт Е1ес1псПу, рр. 66—138.

Венкитешваран и др. (ХкпкИезЬшагап 8. Р., ВЬаг М. С., Ниббаг В. В.),
1953. Оп Же теазигетеп! о! Же е1ес!пса1 ро1епНа1 (хгабгеп! 1П Же иррег аи оусг
Роста Ьу габюзопбез, Ргос. 1пб1ап Асаб. 8с1. 37, 260.

Венкитешваран и др. (УепкИезЬ шагал 8. Р., Сир1а В. К., Нлб-
баг В. В.), 1954. Меазлгетеп! о! Же е1ес4г!са] ро1епНа1 ^габ!еп1 Ж Же а1то-
зрЬеге Ьу габюзопбе, 1пб1ап Л. Мек СеорЬуз. 5, 253—256.

Венкитешваран и Худдар (УепкИезЬшагап 8. Р., Ниббаг В. В.),
1956. УапаНоп о! е1ес1пса1 ро(епНа1 2габ1еп1 а! Роопа Ггот 31з1 ОсЖЬег, 1953
1о 2пб ЫоуетЬег, 1953, 1пб1ап Л. Ме1. СеорЬуз. 7, 61—64.

Верзар (Уеггаг Е.), 1953. КопбепзаНопзкетгаЫег т!1 аЖотаЧзсЬег Ре-
д1з1пегип§;, АгсЬ. Мек, Учел А, 5, 372—6.

Весснер и др. (ХУоеззпег Н. Н., СоЬЬ XV. Е., Сипл Н.), 1958. 81ти11апеоиз
теазигетепЖ о! Же розШуе апб лс^аНус Н^Ь-Нол сопбисНуШез Ж 26 кНотеЖгз,
Л СеорЬуз. Рез. 63, 171—80.

Виганд (ХХЛцапб А.), 1914. Меазигетеп1з о! Же е1ес!пса1 сопбисЬуИу Ж
Же (гее аЛтозрЬеге ир 1о 9,000 т Ж Ье1§Ы, Тегг. Ма^п. А1тоз. Е1есЕ 19, 93—101.

Виганд (ХУ1^апб А.), 1926. Еабип^зтеззип^еп ап лаЖгПсЬет ГЧеЬс!, РЬуз.
7. 27, 803—8.

Виганд и Франке и бергер (ХУг^апб А., РгапкелЬег^ег Е.), 1930. СЬег
Вез1апб1§;ке11 лпб Коа§и1аНоп уоп К'еЬе! ипб ХУо1кеп, РЬуз. 7. 31, 204—15.

Вилдман (ХУПбтап Р. Л. Ь.), 1965. А беутсе Гог теазипп^ ап е1ес!пс
Пе1б Ж Же ргезепсе о! ютзаНоп, Л. АЖюзрЬ. Тегг. РЬуз. 27, 417—23.

Вильсон Р. (ХУПзоп Р. Р.), 1957. АЬтозрЬепс зг^паЖ салзеб Ьу созпйс-
гау зЬошегз, РЬуз. РеУ. 108, 155—6.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1899. Оп Же сотрагаНуе еГПсгепсу аз соп-
бепзаНоп пис1е! о! розИ1уе1у апб пе§аНуе1у сЬаг^еб юпз, РЫ1. Тгапз. А, 193,
289—308.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1900. Оп Же 1еака^е о! е1ес!пс11у ЖгоирЬ
блз!—Ггес а!г, Ргос. СатЬ. РЫ1. 8ос. 11, 32.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1901. Оп Же юшзаЬоп о! аЫюзрЬепс агг,
Ргос. Роу. 8ос. А, 68, 151—61.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1906. Оп Же теазигетеп! о! Же а!г—еагЖ
сиггеЖ апб он Же оп§Ж о( а!тозрЬепс е1ес1псИу, Ргос. СатЬ. РЫТ. 8ос. 13,
363—82.

Вильсон Ч. (ХХЫзоп С. Т. Р.), 1916. Оп зоте бе1егтта1юпз о! Же з^папб
таррЖибе о! е1ес!г1с ЖзсЬаг^ез Ж И^ЬЖЖ^ ПазЬез, Ргос. Роу. 8ос. А, 92, 555—74.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1920. ЖуезИ^аИопз оп П^МпЖ^ бгзсЬаг^ез
апб он Же е!ес!пс Пе1б о! ЖипбегзЫгтз, РЫ1. Тгапз. А, 221, 73—115.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1923. ТЬе ассекгаНоп о! Ье1а рагНс!ез Ж
з(гоп2 е1ес!пс Пе1бз, Ргос. СатЬпб^е РЫ1. 8ос. 22, 534—8.

Вильсон Ч. (ХУПзоп С. Т. Р.), 1925. ТЬе е1ес!пс Пе1б о! а Жипбегс1оиб
апб зоте о( Из еИес!з, Ргос. РЬуз. 8ос., Еопб. 37, 32В—37В.

Вильсон Ч. (\ХИ1зоп С. Т. Р-), 1929. 8оте Жипбегс1оиб ргоЫетз, Л. Ргапк-
Пп 1пз1. 208, 1 — 12.

Вильсон Ч. (ХУИзоп С. Т. Р.), 1956. А Жеогу о! Жипбегс1оиб е!ес!псНу,
Ргос. Роу. 8ос. А, 236, 297—317.

Винклер (ХУтк1ег Л. Н.), 1746. В1е 81агке бег е!ек1пзсЬеп КгаИ без ХУаз-
зегз, ВгеИкорр Еегрг!^.

Витковский (ХУИкошзкг А.), 1902. 8роз1ггеша паб е1ек1гусгпоз1а аЖюз-
Гегусгпа ш 7акорапет, Ви11. Асаб. 8с1., Сгасоуаг 7, 13.
Витлок и Чалмерс (ХУЫПоск XV. 8., Ска1тегв Л. А.), 1956. 8ког( реНосЗ
уапаПопз 1п 1ке актозркепс е1ес1пс ро1епНа1 ргад!еп1, Риат!. Л. К. Ме1. Бос. 82,
•325—36.

Вихман (ХХпсктапп Н.), 1951. О1е ХУеИ^ехуПТеНаП^кеП: ипд дав 1иИе1ек1-
пзске Ре1д бег Егде, Агск. Мек, XVIеп А, 3, 290—302.

Вихман (ХХЧсИтапп Н.), 1952а. [Хе Меззип^ дез 1иНе1ек1пзскеп Ре1дез тИ
гадгоакНуеп Ро1епНа1зопдеп, Агск. Мек, XVI с п А, 5, 86—99.

Вихман (ХХ'кктапп Н.), 1952Ь. 2иг Ткеопе дез СехуПкегз, Агск. Ме1.,
ХХЛеп А, 5, 187—230.

Вольта (УоИа А.), 1782. Ое1 тодо д! гепдег зепзИЯКззппа 1а р!й деЬо1е
е1ес1псИа з!а па1ига1е з!а агШ1'са1е, РкП. Тгапз. Коу. 8ос. 72, 237—80.

Воннегат (Уоппери! В.), 1955. РоззПЯе тескатзт Гог Нас (огтаНоп о!
1кипдегз1огт е1ес!г1с11у, ХУеп1\уог1к СопГ., рр. 169—81.

Воннегат (Уоппе^и! В.), 1956. Тке е1ес1пса] 1кеогу от (огпадоез, Керог!
оп Соп1гас1 Мопг—1684 (00).

Воннегат (Уоппе^и! В.), 1960. Е1ес1пса1 (Неогу о! (огпадоез, Л. Сеоркуз.
Кез. 65, 203—12.

Воннегат (Уоппс^и! В.), 1965. Е1ес1гШса11оп о! (гоз! дерозПз, Риагк Л. К-
Мек Бос. 91, 372—4.

Воннегат и Мак-Кейг (Уоппе^Ы В., МсСа1д О. А.), 1960. А1гр1апе т-
з1гитеп! Гог теазигетеЫз апд уес!опа1 ргезеп1акоп о! е1ес!пса1 рокепНа! ^га-
д1сп1, Л. Сеоркуз. Кез. 65, 1959—64.

Воннегат и др. (Уоппс^и! В., Маупагд К., 8укез XV. С., Мооге С. В.),
1961. Тесктцие 1ог 1п1годис1п§ 1оу.'-депзПу зрасе скаг^е 1п1о 1ке акпозркеге,
Л. Сеоркуз. Кез. 66, 823—30.

Воннегат и Мур (Уоппе^и! В., Мооге С. В.), 1958а. С1ап1 Е1ес1пса1
81огтз, Керог! оп Соп1гас1 Мопг—1684 (00).

Воннегат и Мур (Уоппе^и! В., Мооге С. В.), 1958Ь. А 81иду о! Теск-
тдиез (ог Меазипп^ Пае Сопсеп1гаПоп о( 8расе Скаг^е 1п 1ке кои-ег А(то-
зркеге, КероН оп Соп1гас1 АР 19 (604)—1920, рр. 1—163.

Воннегат и Мур (Уоппеди1 В., Мооге С. В.), 1958с. Ргекгшпагу аНетрЫ
(о тПиепсе сопуесНуе е1ес1гШса1юп т сити1из с1оидз Ьу 1ке ткодископ о! зра-
се скаг^е 1п1о 1ке кпссг акпозркеге, Кес. Аду., рр. 317—31.

Воннегат и Мур (Уоппе^и! В., Мооге С. В.), 1961. Аррага1из изтр; га-
дюасНуе ргокез 1ог теазипп^ 1ке УсгПса! сотропеп! оГ акпозркепс ро1епка1
§тад1сп1 [гот ап а!гр1апе, ВиП. Атег. Мек 8ос. 42, 773—7.

Воннегат н др. (Уоппе^и! В., Мооге С. В., В1ите М.), 1957. РгеПпйпагу
шуезН(таНоп о! 1ке д1з1пкиНоп о! зрасе скаг^е 1п 1ке кпссг а(тозркеге, Агк
8Нт. Кат, рр. 131—41.

Воннегат и др. (Уоппе^и! В., Мооге С. В., Нагпз С. К-), 1956. БЫЫПха-
Поп о! а Н1^к-уо11а§е В1зскаг^е Ьу а Х’оНсх, Керог! оп Соп1гас1 Мопг—1684 (00).

Воннегат и др. (Уоппе^и! В., Мооге С. В., Нагпз С. К.), 1961. А[хпте1ег
1ог теазигетепк о! актюзркепс е1ес(пса1 ро1епка1 §гад1еп1, Л. Мек 18, 812—5.

Воннегат и др. (Уоппсри! В., Мооге С. В., Бешопт К. С., ВиПоск Л.XV.,
51а ррз В. XV., Вгад1еу XV. Е.), 1962. ЕИес! о! а!тозркепс зрасе скагре оп тШа!
е1ес1пПсайоп о! сити!из с1оидз, Л. Сеоркуз. Кез. 67, 3909—27.

Воннегат и др. (Уоппери! В., Мооге С. В., Б(ои1 С. Е.. 81арря Б. XV.,
ВиПоск Л. XV., Вгад1еу XV. Е.), 1962. АгШгаа! тодпкаИоп о( акпозркепс зрасе
скагре, Л. Сеоркуз. Кез. 67, 1073—83.

Воркман (ХХ'огктап Е. Л.), 1965. Ткипдегз(огт е1ес!псИу, РгоЫетз,
рр. 296—303.

Воркман и др. (ХХ’огктап Е. Л., Вгоок М., КПарагуа М), 1960. Ы^Ыпт^
апд скаг^е з1ога^е, Л. Сеоркуз. Кез. 65, 1513—18.

Воркман и Хольцер (ХУогктап Е. Л., Но1гег К. Е.), 1939. Кесогдтр;
§епегаНп§ уо11те(ег 1ог Ше з(иду о! акпозркепс е1ескг1с1ку, Кеу. 8с1. 1п81гит. 10,
160—3.

Воркман и др. (ХУогктап Е. Л., Но1гег К. Е., Реког С. Т.), 1942. Тке
Е1ес(пса1 81гис1иге о! Ткипдегз(огтз, М. А. С. А. Теск. 1\1о(ез, Ио. 864.

Воркман и Рейнольдс (ХХ’огктап Е. Л., Кеупо1дз 8. Е.), 1949а. Е1ес(п-
са1 асПуПу аз геШед 1о 1кипдегз1огт се11 р;го\у1к, ВиП. Атег. Мек Бос. 30,142—4.
Воркман и Рейнольдс (ХУогктап Е 3, Кеупо1Й8 8. Е.), 1949Ь. Т1те
о! пзе апй ГаП о! сити1ив с1оий !орз, ВиП. Атег. Мей 8ос. 30, 359—61.

Воркман и Рейнольдс (ХГогктап Е. 3., Кеупо1йз 8. Е.), 1950. Е1е-
с!пса1 рЬепотепа оссипп^ йипп§ !Ье Исе/тр о! йИи!е адиеоиз зоИНюпз апй
П1е1г ров81Ые ге1а!юпзЫр !о !Ьипйегз!огт е1ес!псИу, РЬуз. Кеу. 78, 254—9.

Воркман н Рейнольдс (ХУогктап Е. 3., Кеупо1йз 8. Е.), 1953. 8!гис!иге
апй е1ес1пНсаИоп, ТЬипйегз!огт Е1ес!пс1!у, рр. 139—49.

Вормель ((ХУогтеП Т. XV.), 1927. Сиггеп!з сагпей Ьу рот! й!зсЬаг§е Ье-
пеа(й !Ьипйегс1оийз апй зЬохуегз, Ргос. Коу. 8ос. А, 115, 443—55.

Вормель (ХУогтеИ Т. XV.), 1930. УегПса! е1ес!пс сиггепк Ье1о\у Пшпйег-
з!огтз апй зЬоиегз, Ргос. Коу. 8ос. А, 127, 567—590.

Вормель (ХХ'огтсИ Т. XV.), 1939. ТЬе еИеск о! !Ьипйегз!огтз апй Н^Ы-
п1пр й1зсЬагрез оп !Ье еаг!Ь’з е1ес!пс Не1й, РЫ1. Тгапз. А, 238, 249—303.

Вормель (ХУогтеП Т. XV.), 1953а. А!тозрЬег1с е1ес!псИу; зоте гссеп! !гепйз
апй ргоЫетз, Риаг!. 3. К. Ме!. 8ос. 79, 3—50.

Вормель (ХХ'огтеП Т. XV.), 1953Ь. ЫрЫттр, риагй 3. К- Ме!. 8ос. 79,
474—89.

Вормель (ХУогтеП Т. XV.), 1955. ТЬеопез о! !Ьипйегз!огт е1ес!пПса!1оп—
зоте репега! сопс1из1опз, ХУеп!и’Ог!Ь Сои!., рр. 157—61.

Вормель и Пирс (ХГогтеП Т. XV., Р1егсе Е. Т.), 1948. А!тозрЬег1сз,
3. 1пз!п. Е1ес!. Епргз. 95, (р!. III) 331.

Вуд (ХХ’оой С. А.), 1951. Ыпизиа! ПрМптр;, ХУеа!Ьег 6, 63.

Вэбб и Ганн (ХХ^еЬЬ XV. Ь., Сипп К-), 1955. ТЬе пе! е1ес!пПса!юп о! пак-
та! с1оий йгор1е!з а! !Ье еагйГз зиНасе, 3. Ме!. 12, 211—14.

Ганн (Сипп К-), 1932. Рппс1р1ез о! а пе\У рог!аЫе е1ес!тоте!ег, РЬуз. Кеу.
40, 307.

Ганн (Сипп К-), 1935. ТЬе е!ес!псИу о! гат апй !Ьипйегз!огтз, Тегг. Марп.
А!тоз. Е1ес!, 40, рр. 79—106.

Ганн (Сипп К-), 1947. ТЬе е1ес!пса1 сЬагре оп ргеарИаИоп а! уапоив аШ-
!ийез апй Из ге1а!!ои !о !йипйегз!огтз, РЬуз. Кеу. 71, 181—6.

Ганн (Сипп К), 1948. Е1ес!пс Пе1й 1п!епсИу тз1йе о! па!ига1 с1оийз, 3.
Арр!. РЬуз. 19, рр. 481—484.

Ганн (Сипп К.), 1949. ТЬе Нее е1ес!пса1 сЬагрс оп !Ьипйегз!огт гат апй
Из ге1а!юп !о йгор!е! з1ге, 3. СеорЬуз. Кее. 54, 57—63.

Ганн (Сипп К-), 1950. ТЬе 1гее е1ес!нса1 сЬагрс оп ргеарИаИоп тзгйе ап
асИуе !Ьипйегз!огт, 3. СеорЬуз. Кез. 55, 171—8.

Ганн (Сипп К-), 1951. РгесгрИаНоп е1ес!нсИу, Сотрепйшт о! Ме!еого1ору,
рр. 128—35.

Ганн (Сипп К), 1952. ТЬе е1ес!гШса!юп о! с1оий йгор1е!з т поп-ргестрИа-
Ппр сити1из, 3. Ме!. 9, 397—402.

Ганн (Сипп К), 1954а. Е1ес!г1с Пе1й те!егз, Кеу. 8с1. 1пз!гит. 25, 432—7.

Ганн (Сипп К-), 1954Ь. Е1ес!пс Не1й герепегаНоп 1п !Ьипйегз!огтз, 3. Ме!.
II, рр. 130—138.

Ганн (Сипп К-), 1Й54с. ПИГизюп сЬагррпр о! аНпозрЬепс Йгор1е!з Ьу юпз,
апй !Ье гезиИтр сотЫпаИоп соеШс1еп!з, 3. Ме!. 11, 339—47.

Ганн (Сипп К.), 1955а. Пгор1е!-е1ес!нНсаИоп ргосеззез апй соари1а!юп т
з!аЫе апй ипз!аЫе с1оийз, 3. Ме!. 12, 511—8.

Ганн (Сипп К-), 1955Ь. ТЬе з!аНз!1са1 е!ес!пПса!юп о! аегозок Ьу юте
й1Пиз1оп, 3. СоП. 8сЬ 10, 107—19.

Ганн (Сипп К-), 1956. 1пШа1 е1ес!гИ1саИоп ргосеззез 1п !Ьипйегз!огтз, 3.
Ме!. 13, 21—9.

Ганн (Сипп К), 1957. ТЬе е1ес!пГ1саНоп о! ргес1рИа!юп апй !Ьипйегз!огт8,
Ргос. I. К. Е. 45, рр. 1331—1358.

Ганн и Дэвин (Сипп К., Оеут С.), 1953. Катйгор сЬагре апй е1ес!пс
Ие1й т асИуе !Ьипйегз!огтз, 3. Ме!. 10, 279—84.

Ганн и Элли (Сипп К., АПее Р. А.), 1954. А !Ьгее !Ьоизапй сиЫс те!ег
с1оий сЬатЬег, ВиП. Атег. Ме!. 8ос. 35, 180—81.

Ганн и др. (Сипп К., На11 XV. С., Ктхег С. О., е! а1), 1946. ТесЬп1са1 ге-
рог!з оп ргеарИаНоп з!аИс, Ргос. 1пз!. Кайю Епргз., Ь1. V. 34, 156—77; 234—54.

Гдалевич (Сйа1еу1сЬ С. Ь.), 1965. Коске! ехрептеп!з а!тей а! йе!ес!1пр;
ап е1ес!нс Пе1й т !Ье юпозрЬеге, РгоЫетз, рр. 566—72.

Гейн и Шонланд (Сапе Р. О., 8сЬоп1апб В. Г. 5.), 1948. ТЬе сеганпоте-
!ег. Л беу!се 1о гесогб !Ье питЬег о! 11§Ь!п1пр; ЫзсЬаг^ек уДЫп а рруеп гасПиз,
ХУеа!Ьег 3, 174—8.

Герасимова Т. В., 1939. Атмосферно-электрические измерения на Эль-
брусе. Изв. АН СССР, сер. геофиз., 4—5.

Гердиен (СегсЬеп Н.), 1903. КеррзШегипр; бег 1\11ебег8сЫар;8е1ек1пг1!а1
1т СоШп^ег §еорЬуз1каПзсЬеп 1пз!1!и!, РЬуз. 2. 4, 837—42.

Гердиен (СегсНеп Н.), 1905а. Вег Е1ек!п7.йа(8ЬаизЬа1! бег Егбе ипс! бег
игйегеп ЗсЫсЫеп бег А!тозрЬаге, РЬуз. 2. 6, 647—66.

Гердиен (СегФеп Н.), 1905Ь. Ветоп8!га!юп етез Аррага1е8 гиг аЬзо1и!еп
Меззип^ бег е1ек!пзсЬеп ЬеШаН^кеИ бег ЬиП, РЬуз. 2. 6, 800—1.

Герци (СЬегг1 Е.), 1961. ТЬе Асйоп о! ВШегеп! А1г Маззез оп 1Ье Ро!еп-
На1 о! 1Ье А!тозрЬеге а! 1Ье СеорЬузка! ОЬзегуаЕогу о! беап бе ВгеЬеиГ СоПе^е,
Моп!геа1, Сапаба, рр. 3—49.

Гесс (Незз V. Р.), 1911. Меззип^еп бег бигсЬбпп^епбеп 8!гаЫеп Ье1 гис!
Рге1Ьа11оп!аЬг!еп, 8. В. Акаб. ХУ1зз., ХУ1еп 120, 1575—84.

Гесс и О'Доннел (Незе V. Г., О’ВоппеП С. А.), 1951. Оп (Ье га!е о! юп
(огтайоп а! §гоипб 1еуе1 апб а! опе те!ег аЬоуе рр’оипб, б. СеорЬуз. Кез. 56,
537—62.

Гесс и др. (Незз V. Г., Рагктзоп XV. В., Мйапба Н. А.), 1953. Ве!а Рау
бопйаПоп Пот !Ье Огоипб, Керог! Ио. 4 1о АРСКС, РогбЬат Нту.

Гибсон (СгЬзоп б. Е.), 1957. 8оте оЬзегуаНопз о! гтсгои-аус габ1а!1оп
1гот с1оибз, Мет. Вер., 693, 1—4, И. 8. №уа1 Кез. ЬаЬ. ХХ'азЫпрДт, В. С.

Г илберт и Шоу (СПЬег! Н. XV., 8Ьа\у Т. Е.), 1925. Е1ес!пса1 сЬагр;ез
апзтр; а! а Ифшд-^аз шбегЕасе, Ргоз. РЬув. 8ос., йопб. 37, 195—213.

Гиш (С1’зЬ О. Н.), 1931. 81§пИ1сапсе о! ^еоексЕпс ба!а Ггогп !Ье ро1аг ге-
рропз, Тгапз. Атег. СеорЬуз. Нп. 12, 140—2.

Гиш (С1зЬ О. Н.), 1939. АйпозрЬепс е1ес!псПу, т ТеггезЫа! Ма^пейзт
апб Е1есй1сйу (б. А. Р1егшпр;, еб.) рр. 149—230. МсСгагу—НП1, Кс\\' Уогк.

Гиш (С1зЬ О. Н.), 1942. РпНЬег еу1бепсе о! а 1ай!ибе еНес! т ро!епйа1 р;га-
<11еп1, Тегг. Ма§п. Айпоз. Е1ес1. 47, 323—4.

Гиш (С18Ь О. Н.), 1944а. В1зсиззюп о! а1тозрЬепс-е1есй!с оЬзегуаНопз а!
Ниапсауо, Реги, бипп^ 1Ье зо1аг есНрзе, бапиагу 25, 1944, Тегг. Ма^п. Айпоз.
Е1ес1. 49, 123—4.

Гиш (С1зЬ О. Н.), 19441). Еуа1иайоп апб 1п!егрге!а!1оп о! !Ье сокпппаг гезь
з!апсе о! (Ье а(тозрЬеге, Тегг. Марри А(тоз. Е1ес(. 49, 159—68.

Гиш (С1зЬ О. Н.), 1951. Итуегза! азресЕз о! а1тозрЬепс е1ес!г1сйу, Сот-
репбшт о! Ме(еого1о^у, рр. 101—19.

Гиш и Шерман (йзЬ О. Н., 8Ьегтап К- Ь.), 1929. А как—{гее тейюб о!
теазиппр; ай ро1епйа1з, Тегг. Ма^п. А1тоз. Е1ес(. 34, 231—7.

Гиш и Шерман (С1зЬ О. Н., 8Ьегтап К. Ь), 1936. Е1есй1са1 сопбпсНуйу
о! ай (о ап аКйибе о! 23 кт, На!. Ссор;. 8ос. 8йа(озрЬеге, Зег. 2, 94—116.

Гиш и Шерман (С1зЬ О. Н., ЗЬегтап К. Ь-), 1940. 1отс едиШЬгшт 1п 1Ье
ЬгорозрЬеге апб 1о\сег з!га!озрЬеге, Сеп. Азз. 1п(. Нп. Сеоб. (ХУазЫпр;1оп). Тегг.
Март. Айпоз. Е1ес!., Вп11. 474—91.

Гиш и Уайт (61зЬ О. Н., ХУай С. К.), 1950. ТЬипбегзкдтз апб !Ье еаНЬ’з
ргепсга! е1ес!пПсайоп, б. СеорЬуз. Кез. 55, 473—84.

Гоккель (Соске1 А.), 1917. Еи{(е1ек(пзсЬе ВеоЬасЫип^еп 1т зсЬу/ейеп-
зсЬеп Мй!е11апб, 1т бига ипб т беп А1реп, М. ВепкзсЬг. ЗсЬи'с!/. ШабигГ. Сев. 54,
1—75.

Голд (Со1бе К. Н.), 1945а. Ргефиепсу о! оссигепсе о! П^Ытпр; ПазЬез !о
еаНЬ, Оиагй б. К- Ме!. 8ос. 71, 89—109.

Голд (Со1бе К- Н.), 1945Ь. Оп !Ье Ггсс]испсу о! оссигепсе апб 1Ье б1з(пЬи-
Ноп о! 11§Мп1п§ ПазЬез !о Йапзпиззюп Ппез, Тгапз. Атег. 1пз!. Е1ес1. Епотз.
64, 1—9.

Голд (Со1бе К. Н.), 1947. Оссигепсе о! иртоагб зйеатегз 1п И^Мпт^ б!з-
сЬагрез, На!иге, Еопб. 160, 383—7.

Гольке и Нойберт (ОоЫке XV., НеиЬег! И.), 1940. Ветегкипр; гиг НосЬ-
ипб НосЬз!зраппип^8те88ип§, 2. ТесЬ. РЬуз. 21, 217—22.

Гольке н Нойберт (СоМке XV., МеиЬег! И.), 1942. Меззип^еп ап ешет
8сЬу/1п^8У01!те!ег, 2. ТесЬ. РЬуз. 23, 70.
Гото (Со!о М.), 1952. А пеийу йез^пей И1ИегепНа1 е1ес!готе!ег апй Из ар-
рНсаНоп 1о !Ье зтиИапеоиз теазигетеп! о( а!г-еаг!Ь сиггеп! апй ро!еп!1а1 рга-
сПеп!, Л. Сеота^п. Сеое1сс1. Куо!о 3, 22—3.

Гото (Со1о М.), 1957. ВшшКапеоиз теазигетегйз о! !Ье ап-еаг!Ь сиггеп!
апй !Ье а!тозрЬег1с е1ес!пс ро1епНа1 ега<Иеп1, Л. Сеотаеп. Оеое1есГ, Куо1о 9,
133-9.

Готт (Со!! Л. Р.), 1933. Оп Иге е1ес!пс сЬагрс со11ес!ей Ьу ша!ег Игоре Га11-
1пр !Ьгои§Ь юпйей а!г т а уегНса! е1ес!г!с Пе1И, Ргос. Роу. 8ос. А, 142, 248—68.

Готт (Со!! Л. Р.), 1935. Оп 1Ье е1ес1пс сНаг^е со11ес!ей Ьу Игоре !а11тр;
!ЬгоирЬ а с1оий о( е1ес!г1са11у сЬагрей раг11с1ее т а уегНса’ е1ес!пс Не1й, Ргос.
Роу. 8ос. А, 151, 665—84.

Грей (Сгау 8.), 1935, РЫ1. Тгапе. 39, 400.

Грейстоун (Сгауз!опе Р.), 1954. АИпоерЬепс е1ес!псИу апО ]е! з1геатз,
Ме1. Мар., ГопН. 83, 347.

Грене (Сгепе! С.), 1947. Еееа! й’ехрИсаЬоп Ие 1а сЬагре ё!ес!пдие Иез пиа-
рез й’огарез, Апп. СеорЬуз. 3, 306—307.

Грене (Сгепе! С.), 1959. Ге пиаре й’огаре: тасЫпе ё1ес!гоз!а!1дие, Га Мё-
!ёого1ор!е, 53, 45—53.

Гросс (Сгозе С. XV.), 1965. ТЬе Шогктап—Кеупо1йе еНес! апй 1оп1с !гапз-
Гег ргосеззез а! 1Ье ке—зо1иНоп 1п!ег(асе, Л. СеорЬуз. Кез. 70, 2291—300.

Грум и Чалмерс (Сгоот К. Ы., СЬакпегз Л. А.), 1964. ТЬе сиггеп! !ЬгоирЬ
а гайюасНуе рот! т !Ье а!тоерЬеге, Л. А!тозрЬ. Тегг. РЬуз. 26, 603—6.

Гуд лет (Соой1е! В. Г.), 1937. Г1рЬ!п1пр, Л. 1пз!п. Е1ес!. Епргз. 81, 1—26.

Гшвенд (СзсЬ\уепй Р. О.), 1922. ВеоЬасЫипреп йЬег И1е е1ек!песЬе ГаИ-
ипр етге!пег Кереп!гор!еп ипй 8сЬпее(1оскеп, Л. КаИюак!. 17, рр. 62—79.

Далибар (В’АПЬагй Т. Р.), 1752. Ге!!ег !о Асай. Не. 8сГ

Даундерер (Ваипйегег А.), 1907. ГиГ!е1ек!пзсЬе Меззипреп, РЬуз. 2. 8,
281—6.

Даундерер (Оаипйегег А.), 1909. ОЬег Й1е т йеп ип!егеп ЗсЫсЫеп Пег
АИпозрЬаге уогЬапйепе 1ге1е е1ек!пзсЬе Каипйайипр, РЬуз. 2. 10, 113—8.

Джавар и Чалмерс (ЛЬалуаг О. 8., СЬакпегз Л. А.), 1965. Рот! И1зсЬаг-
ре Ггогп тиШр1е рот!з, Л. А!тозрЬ. Тегг. РЬуз. 27, 367—71.

Джилл и Альфрей (СНП Е. XV. В., АИгеу С. Р.), 1952. РгойисИоп о! е1е-
с!пс сЬагре оп \са!сг Игоре, К а (иге, ГопН. 169, 203—4.

Джонс М. и Гизеке (Лопее М. XV., С1езеске А. А.), 1944. А!тозрЬепс
е1ес!пс оЬзегуаИопз а! Ниапсауо, Реги, йиппр !Ье зо1аг есНрзе, Лапиагу 25!Ь,
1944, Тегг. Марп. А!тое. Е1ес!. 49, 119—22.

Джонс О. и др. (Лопее О. С., МаИйеуег К. 8., 8апИегз Л. Н.), 1959а. КаИю-
зопйе теаеигетеп! о! !Ье уегНса! е1ес!пс Пе1й апй ро1аг сопйисЕуИу, Л. 8сГ 1п-
з!гит. 36, 24—28.

Джонс О. и др. (Лопее О- С., МаИйеуег К. 8., 8апйегз Л. Н.), 1959Ь. 8еа-
1ей-гоот ехрептеп!з оп !Ье еошПЬнит о! юшгайоп т аи, Л. А!тое. Тегг. РЬуе.
17, 134—44.

Джонс Р. (Лопез К. Р.), 1954. Кайаг есЬоез (гот ПрЫптр, Оиаг!. Л. К-
Ме!. 8ос. 80, 579—82.

Джонс X. (Лопез Н. Г.), 1955. КезеагсЬ оп ТогпаИо 1йеп!Шса!юп, ГТ. 8.
81рпа1 Согрз.' Соп!гас! 1ЭА-36-039.

Джонс X. (Лопез Н. Г.), 1958. ТЬе гйепНПсаВоп о( ИрЫп1пр И1зсЬагрез Ьу
з(епс сЬагас!епз!1сз, Кес. Айу., рр. 543—56.

Дикман (О1есктапп М.), 1912. Ехрептеп!е11е 1Лп!егзисЬипреп аиз Нет
СгепгреЫе! хулзсЬеп ИгаЬИозег Те1ергарЫе ипй Еи!!е1ек(пг1!а!, ГиШаЬг! и. ХУ1зз.
1, 59.

Димон (Оетоп Г.), 1953. Ргегтегз гези1!а!з оЫепиз аи соигз Не рпп-
(етрз, 1953, Лоигп. Кез. С. 14. К- 8. 24, 126—7.

Дингер (В1прег Л. Е.), 1964. Е1ес!гШса!юп ассотрапутр теШпр о( 1се
апй зпо\у, <3иаг4. Л. К- Ме!. 8ос. 90, 208.

Дингер и Ганн (О1п§ег Л. Е., Сипп К-), 1956. Е1ес!пса1 еИес!з аззоаа-
!ей \уИЬ а сЬапре о! е!а!е о! \уа!ег, Тегг. Марръ А!тоз. Е1есГ 51, 477—94.

Додсон (Оойзоп XV. В.), 1950. А Й1зсиззюп оГ те!Ьойз Гог !Ье теаеиге-
теп!е о! ерасе сЬагре ИепзИу. ПприЬПзЬей герог! (гот Кез. ГаЬ. Атепсап Ап
РИ!ег Со. 1пс., ГошзуШе, Кеп!.

Дозере и Буге (Баигёге С., Вои^е! Л.), 1928. Зиг ГюшзаНоп тГепсе де
Га1г дапз 1ез Пеих Егёдиетеп! Гоидгоуёз, С. В- Асад. 8сй, Рапз 186, 1744—5.

Дойль и др. (Боу1е А., МоГГеГ! Г). К., Уоппе^иГ В.), 1964. ВеЬауюиг о!
еуарогаИп^ е1ес(пса11у сЬаг₽ед дгор1е1з, 1. Со11. 8сй 19, 136—43.

Долезалек (Бо1ехаГек Р.), 1901. ОЬег ст етГасЬез ипд етрПпдПсЬез
0иадгап1е1ек1готе1ег, 2. 1пз(гит. Кде, 21, 345—50.

Долезалек (Бо1ега1ек Н.), 1956. Оп АпГеппаз Гог АГтозрЬепс Е1ес1гГса1
МеазигетеЫз, Ворог! оп АР (61) 514—640. Теск. Мо!е 4.

Долезалек (Бо1ега1ек Н.), 1958. РгоЫетз т аГтозрЬепс е!есГпс зупор-
!1с туезЬ^аНопз, Рез. Аду., рр. 195—212.

Долезалек (Бо1ега1ек Н.), 1960а. 2иг ВегесЬпип^ дез 1иГ1е1ек1пзскеп
ЗГготкгазез I. 1з! дав 8сЬбп\уе!!егГе1д розШу одег пенару ги пеппеп? СеорЬуз.
Риг. Арр1. 45, 267—72.

Долезалек (Бо1еха1ек Н.), 1960Ь. 2иг ВегесЬпипр; дез 1иГ!е1ек!пзсЬеп
81готкге1зез II. ОЬег д!е СйЖ^кеИ дез ОЬтзсЬеп Сезейев т дег АЬпозрЬаге,
СеорЬуз. Риг. Арр1. 45, 273—97.

Долезалек (Бо1ега1ек Н.), 1960с. 2иг Ме!Ьод1к 1иЕ!е1ек!г!зсЬег Меззип-
^еп, VI. Ваз Егза1гзсЬа1ГЫ1д Гйг деп гадюакНуеп КоПеМог хиг Меззипц дег
1и(1е1екГп8сЬеп Ее1дз!агке, ВеИг. СеорЬуз. 69, 87—94.

Долезалек (Бо1ега1ек Н.), 1960д. 2иг ВегесЬпип^ дез 1иГ!е1ек!пзсЬеп
8!готкге1зез III. КопГгоПе дез ОЬтзсЬеп СезеГхез дигсЬ Меззипр;, СеорЬуз. Риг.
Аррк 46, 125—44.

Долезалек (Бо1ега1ек Н.), 1962. А!тозрЬепс Е1ес!пс Рагате!ег 8Гиду
8игуеу оп ап ЕГГесГ Ре1а!!п§ А!тозрЬепс Е1ес4г1с УапаЬопз теИЬ ЕогтаНоп апд
Б1зз1раНоп оГ Еор, ТесЬ. Кер. Соп1г. ЬЮИР 3388 (00), (АУСО Согр. Рез. апд
Аду. Беу. Б1з.).

Долезалек (Бо1еха1ек Н.), 1963. Разз1уе апГеппа апд со11ес1ог апГеппа
Гог !Ье теазигетеп! оГ Же аГтозрЬепс е1ес!пс роГепНа!, Л. СеорЬуз. Рез. 68,
5186.

Долезалек (Бо1еха1ек Н.), 1964. 81иду о! АГтозрЬепс Е1ес1пс Тгаст^
оГ Н1§Ь-а1Шиде 1ггер;и1агШе8, рр. 1—61, Рта1 РерогГ Соп!гас! АР 19 (628)—3289,
АУСО Согр., ХУПтЕп^Гоп, Мазз.

Дорно (Богпо С.), 1911. 8!ид!е йЬег ЫрЫ ипд БиЕ! дез НосЬ^еЫгрсз, Л.
ХЛои-ер ипд 8оЬп, ВгаипзсЬгуе!^, УеНарр

Дэвис (Вауге М. Н.), 1965. ТЬе еЕЕесГ о! е1ес!пс сЬаг^ез апд Пе1да оп ГЬе
соШзюпз о! уегу зта11 с1оид дгор1е!з, Токуо СопЕ., рр. 118—20.

Дэвис и Стэндринг (Ваугз Р., 8!апдпп^ XV. С.), 1947. В1зсЬаг§е сиг-
геп!з аззос1а!ед ул!Ь кИе ЬаПоопз, Ргос. Роу. 8ос А, 191, 304—22.

Дэйл (ВаЫ Н.), 1951. Оп !Ье зепзШуИу оЕ ^епегаИпц е1ес!гоз!а!1с Б. С.
уоктеГегз, ВегеЕп. М1сЬе1зепз 1пзГ., Угдепзк 14.

Екоути (УокоиН К.), 1939. Рот! дгзсЬаг^е т !Ье акпозрЬепс е1ес!пс!!у,
Л. Ме!. 8ос., Ларап 17, 73—5.

Жаккард (Лассагд С.), 1959. ЁГиде (Ьёопдие е! ехрёптеп!а1е дез ргорпё-
1ёз ё1ес!пдиез де 1а ^1асе, Неу. РЬуз. АсГа. 32, 89—128.

Жаккард (Лассагд С.), 1963. ТЬегтое1ес!пс еЕЕесГз т 1сс сгуз1а1з, РЬуз.
Копдепз. Ма!епа 2, 143—51.

Жоливе (ЛоИуеГ Л.), 1959. Ьа сЬагре ё1ес!пдие дез рои!1ез де р1ше дапз
1ез АпНПез Егапса1зез, Апп. СеорЬуз. 15, 153—74.

Зайлингер (2еШп^ег Р. Р.), 1935. ОЬег д1е №сЬПеЕегип§ уоп Радтт—
ЕтапаНоп аиз дет ЕгдЬодеп, Тегг. Ма^п. А1тоз. Е1ес!. 40, 281—94.

Зелени (2е1епу Л.), 1900. ТЬе Уе1ос1!у о! юпз ргодисед т §азез Ьу РбпГ-
^еп гауз, РЬП. Тгапз. А, 195, 193—234.

Зильберг (8ПЬег§ Р. А.), 1965. А геу!егу оЕ Ьа11 П^Ытп^, РгоЫетз,
рр. 436—54.

Зонке (8оЬпске Ь.), 1886. Бег Бгзргипр; дег СехуШегеЫкГпгИаЕ ипд дег
^ехудЬпНсЬеп Е1ек1пхйа! дег АГтозрЬаге, Апп. РЬуз., Брг. 28, 551.

Зонке (8оЬпске Б.), 1888. СеуйНегеккГпгИа! ипд ^егудЬпПсЬе ЕиГГе1ек1пг1-
1а1, МеГ. 2. 5, 413—25.

Израэль (1згаё1 Н.), 1931. 2иг ТЬеопе ипд Ме1Ьод1к дег СгбззепЬезНтт-
ипр; уоп БиШопеп, Векг. СеорЬуз. 31, 171—216.
Израэль (1бгаё1 Н.), 1941. 1опеп ипб Кегпе: е1пе кгШзсЬе 8!п61е, Вейг.
СеорЬуз. 57, 261—282.

Израэль (1згаё1 Н.), 1943. И1е ИпгиЬе без е!ек!г1зсЬеп Ре1без, Мек 2. 60,
56—62.

Израэль (1згаё1 Н.), 1947. Ех!га!еггез!пзсЬе ЕтПйззе аи! баз 1иПе1ек!п-
зсЬе Ре1б, Ш18з. АгЬ. В!зсЬ. Мек В1епз!ез ш 1г. 2опе. 1, 62—7.

Израэль (1згаё1 Н.), 1948а. А1тозрЬапзсЬе Е1ек!г1гИа!, Р. I. А. Т. Кеу1е\у
о! Сегтап 8с1епсе, 1939—46; СеорЬуз1сз, Рк I, 8еск 5, рр. 165—83.

Израэль (1згаё1 Н.), 1948Ь. 2ит 1отза1юп8§1е1сЬ^еУ'1с11! 1п а!тозрЬап-
зсЬег ЬиИ, Мек КбзЬ. 1, 344.

Израэль (1згаё1 Н.), 1949. И1е Та^езуапаНоп без е!ек!пзсЬеп \У1бегз1ап-
без бег А!тозрЬаге, Апп. СеорЬуз. 5, 196—210.

Израэль (1згаё1 Н.), 1950а. Иаз СеичИег, РгоЫете бег козггпзсЬеп РЬу-
81к, 25.

Израэль (1вгаё1 Н.), 1950Ь. 2иг ЕпШпсккт^ бег Еи1!е1ек!пзсЬеп Сгипбап-
зсЬаип^еп, АгсЬ. Мек \У1еп А, 3, 1—16.

Израэль (1згаё1 Н.), 1951. ЕабюасНуИу о( !Ье а!тозрЬеге, Сотрепбшт
о! Ме!еого1о^у, рр. 155—61.

Израэль (1згаё1 Н.), 1952. 2аЫепу'сг!е ипб РипкНопеп, ЬапбоИ—Вогп-
з1е1п, 6(Ь Ебп, 3; Лз!гопот1е ипб СеорЬуз1к, рр. 707—17.

Израэль (1згаё1 Н.), 1953а. Ветсгкип§ гит Епег^еитзак 1т СехуЦбсг,
СеоПз. Риг. Арр1. 24, 3—11.

Израэль (Тзгаё! Н.), 1953Ь. ТЬе актозрЬепс е1ес!г!с Пе1б апб Из те!ео-
го1о^1са1 саизез, ТЬипбегз!огт Е1ес!пс1!у, рр. 4—23.

Израэль (18гаё1 Н.), 1954. Иег 1иГ!е1ек!пзсЬе УегНкаЫгот, Апп. Сео-
рЬуз. 10, 93—116.

Израэль (1вгаё1 Н.), 1955а. Ап ехрептеп!а1 ргоЫет гп 1Ье а!тозркег1с—
е1ес!пса1 зупорзгз, 3. А!тозрЬ. Тегг. РЬуз. 6, 322—7.

Израэль (1згаё1 Н.), 1955Ь. 8упор!1са1 гезеагсЬез оп а!тозрЬепс е!ес!п-
с!!у, ХМепЫогЙ! Сопк, рр. 11—19.

Израэль (1згаё1 Н.), 1957. А1то8рЬепс Е1ес!пса1 апб Ме1еого1о^1са1 1п-
уезН^аИопз т Н1^Ь МоипЫп Кап^ез, Соп1гас1 АЕ61 (514)—640. Р1па1 Керогк
Израэль (1згаё1 Н.), 1959а. А!тозрЬепс е1ес!пса1 аеИаНоп, Сиагк б. К.
Мек 8ос. 85, 91—-104.

Израэль (1згаё1 Н.), 1959Ь. ЕиПе1ек!г1зсЬе ХУйкип^еп без бе!—з!геат?
АШ. Сопр;г. 8ск 1п!егпак зй11е СоггепИ а Се!!о (бе!—8!геат) е Опби1а!опе,
Топпо.

Израэль (1згаё1 Н.), 1962. ХУЬа! 18 !Ье „81р;п“ о! !Ье айповрЬепс—е!ес!пс
Пе1б? АгсЬ. Ме!. Х\’1сп А, 13, 281—2.

Израэль и Каземир (1згаё1 Н., Казегтг Н. XV.), 1949. 1п \уе1сЬег НбЬе
^еМ бег 1иВе1ек!пзсНе Аиз^клсЬ уог з!сЬ? Апп. СеорЬуз. 5, 313—24.

Израэль и Каземир (1згаё1 Н., Казегтг Н. XV.), 1952. Ве1зрПе !йг баз
Х'сгЬаИеп 1и!!е1ек!п8сЬег Е1етеп!е Ье1 НеЬе1, АгсЬ. Ме!. ХХчеп А, 5, 71—85.

Израэль и Кнопп (1згаё1 Н„ Кпорр К.), 1962. 2ит РгоЫет бег Ьа-
бип^зЫЫип^ Ье1т УегбатрГеп, АгсЬ. Ме!. ХХчсп А, 13, 199—206.

Израэль и Ламейер (1згаё1 Н., ЕаЬтеуег С.), 1948. Баз АизхуаЫрпп-
21р бег 1иЯе1ек!пзсЬ “ип§ез!бг!еп“ Та^е, Тегг. Ма^п. А!тоз. Е1еск 53, 373—86.

Израэль и Фрис (1згаё1 Н., Рпе8 С.), 1956. Ьи!!е1ек!п8сЬе Ип!егзисЬип-
§еп хуаЬгепб бег 8оппепНпз!епиз ат 20. бит' 1954, 2. СеорЬуз. 20, 137—49.

Израэль и др. (1згаё1 Н., Казегтг Н. XV., ХУ1епаг! К.), 1955. Ёи1!е1ек!пзсЬе
Та^ез^ап^е ипб Маззаиз!аизсЬ пп НосЬпеЫгее бег А1реп, АгсЬ. Ме!. ХХТеп А, 3,
357—81.

Израэль и др. (1вгаё1 Н., Казегтг Н. XV., ХУ1епег! К), 1955. киИе1ек!пзсЬе
Та^ез^ап^е ипб Маззаи8!аизсЬ 1т НосЬееЫгее бег Л1реп. АгсЬ. Ме!. ХХчеп А, 8,
72—94.

Иммельман (1тте1тапп М. К. 8 ), 1938. Ро1п! б!зсЬагр;е сиггеп!з бигт§
1Ьипбег81огт8, РЫ1. Ма§. 25, рр. 159—163.

И м я н и т о в И. М., 1949а. Измерение горизонтальной составляющей эле-
ктрического поля в атмосфере. Изв. АН СССР, сер. геогр. и геофиз., 13, № 4,
320—30.

И м я н и т о в И. М., 1949в. Авторское свидетельство № 86672.
Имя питов И. М., 1958. Приборы и методы для изучения электричества-
атмосферы. М., Гостехиздат.

И м я н и т о в И. М. и др. 1956. Прибор для измерения напряженности поля
атмосферы в сложных метеорологических условиях. Изв. АН СССР, сер. гео-
физ., 9, с. 1121—1127.

Ириберри (УпЬеггу А. Л.), 1954. Ке^гзко с1с! сатро екскозГаНсо 1огтеп-
1озо еп Зап Мг^ие! (Аг^епНпа) у еп Кете (1п§1акгга), Ас1а 8скп1. Зап Мг^ие!
ОЬз. бе Р15. Соз., Но. 2.

И с тэд (1зкб С. А.), 1954. АГтозркепс ексккИу апй 1оп§ бгзЫпсе уегу
Ы§к Тгсдиепсу зсаНег капзгтзвюпз, Магсопг Кеу. 17, 37—60.

И то и др. (Ио К-, Как) Т., 1теаг А.), 1955. Боса1 И^ккггп^ Павк соип!ег теИ-
кгп 20 кт, Ргос. Кез. 1пз1. А1тозрк. (На^оуа Иту.) 3, 69—74.

Итикава (1зЫкатеа Н.), 1961. НаГиге о! Нр;кЬгтр; бгзскагрев аз опррпв
оГ акпозркепсз, Ргос. Кез. 1пз1. А1тозрк. (Иа^оуа Ингу.) 8А, 1—274.

Йенсен (Лепзеп Л. С.), 1933. Тке ЬгапсЫпр; о! 1г§Мтп§ апй Нге ро1агИу оГ
Шипбегскибз, Л. Ргапккп 1пз1. 216, 707—48.

Кавано (Катеапо М.), 1958а. ТЬе тПиепсе о! Нге уегНса1 бгзГпкиНоп оГ
Нге пискг сопкп! оп Иге уегНса] бгзкгкиНоп о! Нге агг гевгзНуку гп 1ке ехскап^е
1ауег, Л. Ме1. Зое., Ларап 36, 67—72.

Кавано (Катеапо М.), 1958Ь. ТЬе гезиИ о! окзегуаНоп оГ Нге гак о! гоп
рагг ргобисНоп бипп§ Нге зо1аг есКрзе, Арг. 19, 1958, Л. Сеота^п. Сеоекс!. 9,
210—11.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1944. Пге Ху1гпбегк1бз1агкептйк1е пгИ ккгпеп
Зе^тепкп, Ркг^ктк-Рогзскип^вгпзк ОЬсгр[а11сп11о11сп Е. V. АиззепзкПе Сп!е1-
Пгз, В. Н. Р. КеК III А/1306.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1950. Хиг Зкбтип^зНгеопе без ЫГккккгзскеп
Ре1без I, Агск. Ме1. ХХ'кп А, 3, 84—97.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1951а. Ап аррагаГиз Гог зшгиИапеоиз геррзка-
Нопз о! рокпка! {ггабкп( апб агг-еагНг сштеп{, Л. АГтозрк. Тегг. Ркуз. 2, 32—7.

Казем и р (Казегтг Н. XV.), 1951Ь. Пк Ре1бкотропепкптйк1е, ТеНиз 3,
240—57.

Казем ир (Казегтг Н. XV.), 1955. Меазигетеп! о! Нге агг-еагНг сиггеп!
бепзку, ХУеЫтеогНг Сопк, рр. 91—5.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1956. Хиг Зкбтип^зНгеопе без кНккккгзскеп
Ре1без III. Пег АизГаизск^епегаГог, Агск. Ме1. ХУгеп А, 9, 357—70.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1960. А Кабгозопбе Гог Меазиппр; Нге Агг-
ЕагНг Сиггеп! ПепзИу, Н8А8КПБ Теск. Кер. 2125.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1962. Апа1уз1в оГ Нге ЕкскозкНс РгеЫ оГ а
Ы^к!тщг 8коке, И. 8. Агту 8г§па1 Кез. апб Пеу. Как., Рог! МоптоиНг, 14. Л.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1963. Оп Нге Ткеогу о! Нге Акпозркепс Екскк
Сиггеп! Р1оте, IV, И. 8. Агту Екскотсз Кез. апб Пеу. Так., Рог! МоптоиНг,
И. Л.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1964. Тке СуПпбнса! Рге1б МП1, И. 8. Агту
Екскотсз Бак., Рог! МоптоиНг, 14. Л.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1965а. Поев Нге Акповрксгк Екскк СиггеЫ
Р1оте Репекак Нге кпозркеге апб Епкг Оикг 8расе? И. 8. Агту Екскотсз
как., Рог! МоптоиНг, 14. Л.

Каземнр (Казегтг Н. XV.), 1965Ь. Тке Нгипбегскиб, РгоЫетз, рр. 214—31.

Каземнр и Ранке (Казегтг Н. XV., Кипкке Б. Н.), 1958. Апкппа рго-
Ыетв о! теазигетепГ о! Нге агг-еагНг сиггеЫ, Кес. Абу., рр. 137—347; И8А8КВБ
Теск. Кер. 2022.

Каллаган и др. (СаПакап К. С., Соготк 8. С., Рагхгак А. Л., Ракеп К),
1951. Е1ескгса1 сопбисНуку оГ агг 1п 1ке коровркеге, Л. Сеоркуз. Кев. 56, 545—51.

Кано (Капо М.), 1954. А пок оп Нге ХУогктап—Кеупо1бз Нгеогу о! 1кип-
бегзкгт скаг^е ^епегаНоп, Рар. Ме1. Сеоркуз. 5, 47—53.

Капица П. Л., 1955. Природа шаровой молнии, ДАН СССР, 101, 245—248.

К а ч у р и н Л. Г., Б е к р я е в В. И., 1960. Исследование процесса электриза-
ции кристаллизующейся воды. ДАН СССР, 130, 1, 57—60.

Кветеле (С>иек1е1 А.), 1849. 8иг 1е сНпга! бе 1а Ве1рйие, 3, 26, Вгиззе1з.

Келлер (КаЫег К-), 1908. Ке^гзкгегип^ бег кНбегзсЫа^зекккшШ тк бет
ВеппбогГ—Екккотекг, Ркуз. X. 9, 258—60.
Келлер (КаЫег К.), 1912. П1е Зски-апкип^сп без е1ек1г!зскеп Еейуеппб-
§епз бег А1тозркаге ипб без уегНка1еп Еейип^ззГготз т Ро!збат, Ркуз. X. 13,
1216—21.

Келлер (КаЫег К), 1927. П1с е1ек1пзсйе КаигЫабищ; бег АЬпозркаге т
Рокбат, МеЕ 7. 44, 1—5.

Келлер (КаЫег К.), 1934. Ваз КИта кл Хпптег, ИаЫгубзз. 23, 461—3.

Кельвин (Кс!\'т, Еогб), 1859а. Оп 1ке Иесеззйу Гог ТпсеззаЫ Кесогбтр;,
апб Гог 81тикапеоиз ОЬзегуаНопз т ВШегеЫ БосаИНез 1о (пусзк^ак А1тозрке-
пс Е1есГпсйу, Рерог! оГ ВА (АЬегбееп тееНп§); Рарегз оп Е1ес1псйу апб Ма^пе-
Нзт, МастШап, Ёопбоп, рр. 227—9.

Кельвин (Кекпп, Еогб), 1859Ь. Ргос. Ы1. РЫ1. 8ос., Мпскг; Рар. оп Е1ес.
апб Ма^-, рр- 200—3.

Кельвин (Ке1у1п, Еогб), 1860а. Е1ес1псйу, аГтозркепс, ЬНсЬоГз Сус1орае-
61а, 2пб Еб; Рар. оп Е1ес. апб Ма§., рр. 192—208.

Кельвин (КеМп, Богб), 1860Ь. Айпозркенс е1есГпсйу, Коу. 1пз1п. ЕесЕ;
Рар. оп Е1ес. апб Ма^-, РР- 208—26.

Кельвин (Ке1ут, Ёогб), 1860с. ЕЫсз оп аГтозрйепс е!ес1псйу, РЫ1. Мар;.,
В. А.; Рар. оп Е1ес. апб Мар;., рр. 316—20.

Кельвин (Кс1\’1П, Еогб), 1862. ОЬзегл-аПопз оп айпозркепс е1ес1нсйу, Ргос.
Ьй. РЫ1. 8ос., Мпскг.; Рар. оп Е1ес. апб Мар;., рр. 230—5.

Кельвин (КсКчп, Еогб), 1881. Сопр;гез. 1пЕ без Ё1ес1пс1епз. Рапз.

Кенигсфельд (КоеЫр;зГе1б Е.), 1953. 1пуез11р;аНопз оГ Ше ро1епНа1 р;га-
б1еЫ а! Пае еагГк’з р;гоипб зигГасе апб шйЫп 1Ье Ггее а!тозркеге, ТйнпбегзГогт
Е1ес(псйу, рр. 24—45.

Кенигсфельд (КоеЫр;зГе1б Е.), 1955а. Еа тезиге бе 1а сопбисНЫШё рас
габю-зопбе, 1пз1. К. МеЕ, Ве1р;. В, 18, 1—8.

Кенигсфельд (КоеЫр;зГе1б Ё.), 1955Ь. 81ибу оГ 1Ие уапаНоп оГ роГепПа!
р;габ1еЫ луйй аййибе ап соггеШсб те!еого1ор;1са1 сопбйюпз, \\'сп1\уог111 СопЕ,
рр. 21—6.

Кенигсфельд и Пиро (КоеЫр;зГе1б Е., Рйаих Р.), 1950. Пп поиуе!
ё1ес1готё1ге роНаНГ роиг 1а тезиге без скаг^е ё1ес(гоз1аПдиез рег зузГёте ё1ес!го-
1ш;ие. 8оп аррНсаНоп а 1а габюзопбе, Мет. 1пз1. МеЕ, Ве1р;. 45.

Кенигсфельд и Ван дер Шуэрен (Коетр;зГе1Г Е., Уап бег 8сйие-
геп А.), 1965. АГтозрйепс е1ес1псйу оЬзегуаНопз а! Ктр; Ваибошп’з Ьазе, Рго-
Ыетз, рр. 74—6

Кеннеди (Кеппебу Н.), 1913. ТЬе 1агр;е юпз 1п 1йе аЬпозрксгс, Ргос. К.
1пзк Асаб. А, 32, 1—6.

Кеннеди (Кеппебу Н.), 1916. Тке 1агр;е юпз апб сопбепзаГюп пис1е! Ггот
Патез, Ргос. К. 1пзк. Асаб. А, 33, 58—74.

Кеннелли (КеппеПу А. Е.), 1902. Оп 1йе е1еуаПоп о! 1йе е1ес!пса11у соп-
бисбпр; з1га!а о! 16с еагШ’з а1тозркеге, Е1есЕ ХУоНб. Е1. V. 39, 473.

К и кути (КгкисЫ К), 1965. Оп (Не розйЫе е1ес1гй1саНоп оГ зпо\у сгуз1а1з
1п 1ке ргосезз оГ ЕИегг тейтрг Токуо СопЕ рр. 338—42.

Килински (уоп КПтзк! Е.), 1950. О1е КеррзГнегипр; бег 1иГ1е1ек1г1зскеп
ГеЫзГагке, 7. МеЕ 4, 677—81.

Килински (уоп КШпзк! Е.), 1952. Е1п Сега! гиг ПаиеггеррзШегипр; без
1и(1е1ек1пзскеп УегйкаЫготез, 7. МеЕ 6, 271—7.

Килински (уоп КШпзк! Е.), 1958. УегЬсззсгипр бег АиИапр;уогпсЫипр;
без РоГзбатег УегккаЫгот^егаГез, 7. МеЕ 12, 352—4.

Кинман (Кттап Т. б.), 1954. Тке теазигетеп! оГ аГтозркепс зрасе скаг-
р;е, АКБ (Теббтр;1оп). ПприЬ. Кер.

Киркман и Чалмерс (Кйктап Л. К., Ска1тегз Л. А.), 1957. РотГ б!з-
скаг^е Ггот ап 1зо1а1еб рот!, Л. АГтозрк. Тегг. Ркуз. 10, 258—65.

Киркпатрик (КйкраГпск Р.), 1932. ЕигГкег беуек>ртеп1з о! 1ке го!агу
уойтеГег, Кеу. 8ск ГпзГгит. 3, 340.

Киркпатрик и Ми яке (КйкраГпск Р., М1уаке Е.), 1932. А ^епегакп^
УоИтеГег Гог 1ке теазигетеп! оГ к1^к ро1епНа1з, Кеу. 8ск 1пз1гит. 3, 1—8.

Китагава и Брук (Кйа^алуа ЕЕ, Вгоок М.), 1960. А сотрапзоп оГ т-
Ггас1оиб апб с1оиб-(о-^гоипб П^Ыптр; бхзскаг^ез, Л. Сеоркуз. Кез. 65, 1189—202.

Китагава и Кобаяси (Кйа^а\уа К., КокауазЫ М.), 1958. П1з1г1ЬиНоп
оГ пе^аНуе сЬаг^е ш 1Ье с1оиб 1ак1п§ рай 1п а ПазЬ (о ^гоипб, Рар. Мек Сео-
рЬуз. 9, 99—105.

Китагава и др. (КИар;ахуа К., Вгоок М., ХТогктап Е. Л.), 1962. СопН-
пшп§ сиггепк 1п с1оиб-к>-^гоипб И^1п1п2 б!зсЬаг§ез, Л. СеорЬуз. Кез. 67,
637—47.

Китагава и др. (КПадахса Р!., Пгика Т., Мига! К-, КоЬауазЫ М.), 1953.
Оп зоте азресЛз о! 1!§Ытп(т б!зсЬаг§ез оЬзегуеб Ьу е1ес(гоз1аНс Пихте1ег, Сео-
рЬуз. Ма^., Токуо 25, 237—42.

Киф и Нолан (Кее! с В., Ь1о1ап Р. Л.), 1961. 1пПиепсе о Г !та^е Гогсез оп
сотЫпаНоп т аегозо'.з, СеорЬуз. Риг. Арр1. 50, 155—60.

Киф и Нолан (КееГе О., Ыо1ап Р. Л.), 1962. СотЫпапоп соеШс!еп!з о!
юпз апб пис1е!, Ргос. К- 1пзЬ Асаб. 62, 43—53.

Киф и др. (Кее1е О., Ыо1ап Р. Л., К!сЬ Т. А.), 1959. СЬаг^е ециШЬпит !п
аегозо1з ассогбшр; 1о 1Ье ВоИгтапп 1а\у, Ргос. К. 1пзЬ. Асаб. 60, 27—45.

Кларенс (С1агепсе Ы. В.), 1965. ХУЫзПегз аз а рЬепотепоп 1о з!ибу зрасе
е1ес!псИу, РгоЫетз. рр. 514—27.

Кларенс и Малан (С1агепсе Ы. В., Ма1ап В. Л.), 1951. Ма^пеНс 1аре
гесогбтр; о! е1ес1гоз1а1!с Пе1б сЬап^ез, Ргос. РЬуз. 8ос. Ьопб. В, 64, 529.

Кларенс и Малан (С1агепсе Ы. В., Ма1ап В. Л.), 1957. РгеИгтпагу 61-
зсЬаг^е ргосеззез т 1!§п4тп[? ПазЬез 1о §гоипб, СиагЕ Л. К. МеЬ 8ос. 83, 161—72.

Кларк (С1агк Л. Е.), 1949. Коске! аррНсаНопз о( е1ес!гоз1аНс §епегаНп^
уо11тс(егз, 1пз!гитеп1з 22, 1007.

Кларк (С1агк Л. р.), 1957. АИЬогпе теазигетеп! о! аЬпозрЬепс ро1епНа1
^гасНеп!, Л. СеорЬуз. Кез. 62, 617—28.

Кларк (С1агк Л. Р.), 1958. ТЬе 1а!г-иеа1Ьег аЬпозрЬепс е1ес(пс ро1еп(!а1
апб Из ^гасНепк, Вес. Абу., рр. 61—73.

Кобаяси и Кёдзука (КоЬауазЫ Л., Куогика М.), 1962. Оп Же зреааПу
6ез1р;пе6 габюзопбез изеб т Ларап бипп^ 1Ье ХУог1б Ме1еого1о^!са1 1п!егуа1з аз
а рго^гатте о! 1Ье ТЫегпаНопа) СеорЬузка! Теаг. Р1. 2. ВаПооп—Ьогпе е1ес(го-
те(ег апб Из аррИсаНопз, СеорЬуз. Ма^. 31, 195—236.

Кобаяси и др. (КоЬауазЫ Л., КПа^ахуа ГР, 1кеба Т., 8ак> У.), 1958. Рге-
Пгшпагу з!иб!ез о( уапаНоп о! кшнпозИу апб Не1б—сЬап^е бие (о П^Мтп^ Па-
зЬез, Рар. Мек СеорЬуз. 9, 29—34.

Колл а дон (СоПабоп В.), 1826. АЫепкипр; бегМа^пеЫабе! бигсЬ беп 81гот
етег ^ехубЬпПсЬеп Е1ек!г!з!ег—МазсЫпе ипб бег аЬпозрЬапзсЬеп Е1ек1г!гИа1,
Апп. РЬуз. СЬет. 8, 336—52.

Коллин (Со11!п Н. Е.), 1962. 81§п б!зсптта1!оп !п Не1б т!11з, Л. А(тозрЬ.
Тегг. РЬуз. 24, 743—5.

Коллин и Райсбек (СоШп Н. Ь., Ка!зЬеск Н. А.), 1964. Еггогз !п ге-
согбеб ргес!рИа(юп сиггеп! саизеб Ьу зр1азЬ!пк, Л. АЬпозрЬ. Тегг. РЬуз. 26,
1107—13.

Кольрауш (КоМгаизсЬ К. XV. Р.), 1909. ЬиНеке1г!зсЬе ВеоЬасМип^еп йЬег
бет АНапИзсЬеп Охеап ипб !п Рог(о К!со, 8. В. Акаб. ХУ1зз., ХХИеп 118, 25—67.

Кольхёрстер (Ко1Ьбгз1ег XV.), 1913. Меззип^еп бег бигсЬбгт^епбеп
81гаЫеп !т Рге!Ьа11оп т ^гоззегеп НоЬеп, РЬуз. 2. 14, 1153—5. (1.15., 4.19.)

Корнблюх и Гриффин (КогпЫисЬ I. Н., СгИПп Л. Е.), 1955. АгНПс1а1
а!г ютгаНоп 1п рЬузка! тебюпе, Ат. Л. РЬуз. Меб. 34, 618.

Коронит и (СогопШ 8. С.), 1960. АИЬогпе сопбисПуИу те!ег, СеоПз. Риг.
Арр1. 47, 79—83.

Коронити (СогопШ 8. С.), 1961. ТЬе еИес! о! аегозо1з оп 1Ье е1ес!пса1
сопбисИуИу о! (Ье аИпозрЬеге, СеоПз. Риг. Арр1. 48, 124—8.

Коронити (СогопШ 8. С., (еб.), 1965. РгоЫетз оГ А1тозрЬенс апб 8расе
Е1ес1псЙу, рр. 1—616, Ргосееб!п^8 о! Згб ГЫегпаПопа! СоЫегепсе оп А1тозрЬепс
апб 8расе Е1ес(г!сПу, МопИеаих, Мау 1963, Е1зеу!ег, Атз1егбат.

Коронити и Хитон (СогопШ 8. С., Неа1оп Е.), 1953. ТЬе е1ес!пса1 соп-
бисПуИу о! Ше аВпозрЬеге оуег 1Ье РасШс Осеап, Тгапз. Атег. СеорЬуз. 1Лп. 34,
833—5.

Коронити и др. (СогопШ 8. С., Иагагек А., 81егррз С. С., Ко1ез В. Е.,
8еутоиг В. XV., ХУегте Л. V.), 1954. ВаПооп Ьогпе сопбисНуИу те!ег, 1пз1гитеп-
Шол 1ог СеорЬуз. Кез. 3, 1—9, СеорЬуз. Кез. В!г., АРСКС 1. СатЬг!б§е, Мазз.

Коронити и др. (СогопШ 8. С., Рагг!а1е А. Л., СаПаЬап К- С., РаНепК.),
1952. ЕГГесГ оГ аксгаГГ сЬаг^е оп акЬогпе сопдисПуку теазигетепГз, X СеорЬуз.
Кез 57 197__205.

Коул и Пирс (Со1е К. К-, Р1егсе Е. Т.), 1965. Е1есГпНсаГ1ОП т (Не еагГЬ’з
аГтозрЬеге Гог аШГидез ЬеГ\\'ееп 0 апд 100 к11оте1егз, Л. СеорЬуз. Кез. 70, 2735—
49.

Коэне (Саипз 3. Е. I.), 1933. РепеГгаНп^ гад1аНоп (гот 1Ьипдегс1оидз, Па-
Гиге, Бопд. 132, 174.

Краакевик (КгаакеУ1к Л. Н.), 1958а. ТЬе акЬогпе теазигетеп! оГ аГто-
зрЬепс сопдисЬуИу, Л. СеорЬуз. Рез. 63, 161—9.

Краакевик (Кгаакеугк Л. Н.), 1958Ь. Е1есГпса1 сопдисНоп апд сопуесНоп
сиггепГз т ГЬе ГгорозрЬеге, Кес. Аду., 75—88.

Краакевик (Кгаакеу1к Л. Н.), 1961. МеазигетепГз оГ сиггепГ депзНу 1п
ГЬе Га1г луеаГЬег аГтозрЬеге, Л. СеорЬуз. Кез. 66, 3735—48.

Краакевик и Кларк (Кгаакеугк Л. Н., С1агк Л. Е.), 1958. АиЬогпе теа-
зигетепГз оГ аГтозрЬепс ексГпску, Тгапз. Атег. СеорЬуз. Пп. 39, 827—34.

Крамер (Кгатег С.), 1949. Е1екГпзсЬе Бадт^еп аап ЬегцрГе оррегПаккеп,
Медед. Нед. МеГ. 1пзГ. 54, А, По. 102.

Красногорская Н. В., 1960. Исследование процессов электризации
частиц облаков и осадков. Изв. АН СССР, сер. геофиз., 89, I.

Красногорская Н. В., 1961. Исследование атмосферного электричества
на горе Эльбрус. Изв. АН СССР, сер. геофиз., 1961, с. 1862—1874.

Крейелшаймер (Кге1е1зЬе1тег К.), 1947. А гадюзопде теШод Гог ро-
ГепПа!—{ггадкпГ теазигетеп1з т ГЬе аГтозрЬеге, Н. 2. 8скпсе Соп^гезз,
рр. 91—8.

Крейелшаймер и Белин (Кге1е1зЬе1тег К-, ВеИп В), 1946. Кад1о-зопде
гесогсНп^ оГ роГепГ1а1 §гадкпГ, НаГиге, Бопд. 157, 227—8.

Крёнинг (Кгоепт^ Л. Б.), 1960. 1оп-депзПу теазигетепГз т ГЬе зГгаГо-
зрЬеге, Л. СеорЬуз. Вез. 65, 145—57.

Крозье (Сгог1ег XV. В), 1963а. Е1есГгоде еГГесГ диппд п]р;ЬГ-Г1те 1о\у-\утд
сопдИюпз, Л. СеорЬуз. Кез. 68, 3451—8.

Крозье (Сго71ег XV. В.), 1963Ь. Меазипп^ аГтозрЬепс роГепБа! луИЬ раз-
згуе апГеппаз. Л. СеорЬуз. Кез. 68, 5427—9.

Крозье (Сго/кг XV. В.), 1964. ТЬе ексГпс Гк1д оГ а Пелу Мех1со дизГ де-
уП, Л. СеорЬуз. Кез. 69, 5427—9.

Крозье (Сгогкг XV. В.), 1965. АГтозрЬепс ексГпса] ргоГПез Ьс1о\у ГЬгее
теГегз, Л. СеорЬуз. Кез. 70, 2785—92.

Кросс (Сгозз А. 8.), 1953. Тле о ексГгозГаГк Пе1д теГегз, ВпГ. Л. Арр]. РЬуз.,
8ирр. 2, 8. 47—8. 50.

Крэйг (Кге1^ Л. Л.), 1960. Ап Ттргоуед Уегзюп оГ а 81тр!е ТЬипдегзГогт
ХУагпт^ Веу1се, П8А8КВБ ТесЬ. Кер. Но. 2105, рр. 1—11.

Крюгер (Кгие^ег А. Р.), 1962. А1Г 1опз апд рЬузюк^ка! ГипсПоп, Л. Сеп.
РЬузюк 45 (8ирр1.), 233.

Крюгер и др. (Кгие^ег А. Р., КоГака 8., Апдпезе Р. С.), 1962. 81идкз оп
ГЬе еГГесГ оГ §азеоиз юпз оп р1апГ етоиЧЬ, Л. Сеп. РЬузюк 45, (8ирр1.), 879.

Кулон (СоиктЬ С. А.), 1795. Мет. Асад. 8ск, Рапз, р. 616.

Ку лье (СоиЬег М.), 1875. КоГе зиг ипе поиуеПе ргорпёГё де Гак, Л. РЬагт.
СЫт., Рапз 22, 165.

Кумм (Китт А.), 1951. ОЬег <Ие ЕпГзГеЬип^ уоп еккГпзсЬеп Бадип^еп Ье1
Уогцап^еп ш дег кпзГаШпкп Е1зрЬазе, АгсЬ. МеГ., ХУкп А, 3, 382—407.

Курье и Крейелшаймер (Сигпе В. К., КгеккЬейпег К. 8.), 1960.
А доиЬк Гк1д тП1 Гог ГЬе теазигетепГ о Г роГепНа) ^гадкпГз 1п ГЬе аГтозрЬеге,
Л. АГтозрЬ. Тегг. РЬуз. 19, 126—35.

Кэн (Кау А. Е.), 1950. ТЬе аррПсаГюп оГ ексГгопк тейюдз Го теазиге-
тепГз 1п аГтозрЬепс е1есГпс1Гу, РЬ. В. ТЬезгз (ВигЬат Птуегзку).

Кэйтон и Пирс (СаГоп Р. С. Р., Р(егсе Е. Т.), 1952. ТЬе луауеГогтз оГ
аГтозрЬепсз, РЬП. Ма§. 43, 393—409.

Кэртис (СигОз Н. XV.), 1958. ТЬе паЫге оГ Н^ЬГтпр; д]зсЬаг2ез луЫсЬ ас-
сотрапу дуЫзГкгз, Вес. Аду., 619—23.

Кэртис и Хайланд (СигПз Н. О., Ну1апд М. С.), 1958. АксгаГГ теази-
гетепГз оГ ГЬе гаГю о! пе^аПуе Го розШуе сопдисПуЙу, Вес. Аду., 111—17.
Кютнер (КиеНпег .1.), 1950. ТЬе е1ес1пса1 апб те1еого1о^|‘са1 сопбИюпз 1п-
з1бе 1Ьипбегс1оиб8, Л. МеЕ 7, 322—32.

Кютнер (КиеНпег Л.), 1956. ТЬе беуе1ортеп( апб тавкт^ о( сЬагр;е8 1п
1Ьипбег81огтз, Л. МеЕ 13, 456—70.

Л а длам (ЬисПат Р. Н.), 1951. ТЬе ргобисНоп о? зЬодаегз Ьу Нге соа1евсепсе
о! с!оиб бгор1е1з, РиагЕ Л. К. Ме1. 8ос. 77, 402—17.

Ладдам (Еиб1ат Р. Н.), 1957. МосШисеп! с!оибз, Те11и8 9, 341—64.

Ламонт (Ьатоп! Л.), 1852. ЛаЬгезЬег. МйпсЬп. 81егту., р. 82.

Ламонт (Ьатоп! Л.), 1862. Вег Егбз1гот ипс! бег ХизаттепЬапр беззе!-
Ьеп тП бет Ма^пеНзтиз бег Егбе, Ее1рх1^, р. 15.

Ландсберг (ЕапбзЬег^ Н.), 1938. А(тО8рЬепс сопбепзаПоп пис1е1, ВеИг.
СеорЬув. 8ирр1. 3, 155—252.

Ланжевен (Ьап^еут Р.), 1903. КесотЫпа18оп е! гпоЫШёз без 1опз Лапа
1ез %аг, Апп. СЫт. РЬув. 28, 433—530. (4.31., 4.33.)

Ланжевен (Еап^еут Р.), 1905. 8иг 1ез юпв бе ГаЬпозрЬёге, С. К. Асаб.
8сь, Рапз 140, 232—4.

Лардж и Вормель (Ьаг^е М. I., П’оппеП Т. \У.), 1958. Р1ис1иаПопз 1п
(Не уегНса! е1ес1пс Пе1б т 1Ье Ггечиепсу гап^е Ггот 1 сус1е рег зесопб 1о 500 су-
с1ез рег зесопб, Кес. Абу., рр. 603—7.

Лардж и Пирс (Ьаг^е М. I., Р1егсе Е. Т.), 1955. ТЬе Ппе ь(гис1иге о! па-
1ига1 ро1п1 б!зсЬаг^е сиггеМз, (^иагЕ Л. К. МеЕ 8ос. 81, 92—5.

Лардж н Пирс (Ьаг^е М. I., Р1егсе Е. Т.), 1957. ТЬе берепбепсе о! ро1п1-
б|зсЬагр;е сиггеМз оп гу!п6, аз ехапипеб Ьу а пегу ехрептеп(а1 арргоасЬ, Л. А1-
тозрЬ. Тегг. РЬуз. 10, 251—7.

Ларсен (Еагзеп А.), 1906. РЬо1оегарЫпр; Ы^Ытпц хуИЬ а Моугпр Са-
тега, ВтПЬзотап 1пз1. Апп. Кер. 1ог 1905, рр. 119—27.

Лаутнер (Еаи1пег К.), 1929. В1е 1иИе1ек1г18сЬеп УегЬаИт'ззе ат Хи^зрИг-
ррГе] 1п 2960 т, В. МеЕ ЛаЬгЬ. Гйг Вауегп, 1928, 1—19.

Леби и др. (ЬаЬу Т. Н., МсПеП! Л. Л., ЬНсЬоПз Р. С., №скзоп А. Р. В.),
1940. Шауе Гост, епсг^У апб геПехюп Ьу (Ье юпозрЬеге о Г а1тозрЬег1сз, Ргос.
Коу. 8ос. А, 174, 145—63.

Лезем (ЕаНгат Л.), 1963а. ТЬе е1ес!гШсаПоп о! Ггоз! беровПз, (^иагЕ Л. К.
МеЕ 8ос. 89, 265-70.

Лезем (Еа(Ьат Л.), 1963Ь. Е1ес(пПса(1оп ргобисеб Ьу (Ье азуттеЫс гиЬЬ-
о! 1се оп 1се, ВпЕ Л. Арр]. РЬуз. 14, 488—90.

Лезем (Ьа1Ьат Л.), 1963с. СЬагре (гапзГег аззос1а(еб хуПЬ 1етрега1иге рга-
б1еп(з т 1се, Ь1а1иге, Еопб. 200, 1087.

Лезем (Ьа1Ьат Л.), 1964а. ТЬе е1ес1пНсаНоп о! зпо%'81огтз апб запб-
з1огтз, <2иагЕ Л. К. МеЕ 8ос., 90, 91—5.

Лезем (ЕаНгат Л.), 1964Ь. СЬагре (гапзГег аззосгакб \\'ПЬ (етрегаШге рга-
б1еп(з т 1се сгуз1а1з ^гои'п 1п а бШизюп сЬатЬег, (2иагЕ Л. К. МеЕ 8ос. 90,
266—74.

Лезем (Еа1Ьат Л.), 1965а. Е1ес1пНсаНоп ргобисеб Ьу 1Ье ргоуЛЬ о! зоИ
ЬаП 1п 1Ьипбегз1огтз, ТеПиз, 17, 204—12.

Лезем (Ьа1Ьат Л.), 1965Ь. Е1ес1гШса1оп о! Тгоз! берозПз, (2иагЕ Л. К- МеЕ
8ос. 91, 369—72.

Лезем (ЕаНгат Л.), 1965с. ТЬе еПес! о! агг ЬиЬЫев 1п гее оп сЬагре (гапзГег
ргобисеб Ьу азуттеЖс гиЬЫпе, Л. А1т. 8сЕ 22, 325—8.

Лезем и Мейсон (ЕаНгат Л., Мазоп В. Л.), 1961а. Е1ес1пс сЬагре (гапз-
Гег аззосга^еб \уИЬ 1етрега1иге 2гас11еп18 1п 1се, Ргос. Коу. 8ос. А, 260, 523—36.

Лезем и Мейсон (Ьа1Ьат Л., Мазоп В. Л.), 1961Ь. СепегаНоп о! е1ес!пс
сЬагре аззос!а1еб \уИЬ 1Ье (огтаНоп о! зоП ЬаП 1п 1Ьипбегс1оибз, Ргос. Коу. 8ос.
А, 260, 537—49.

Лезем и Мейсон (ЕаЖат Л., Мазоп В. Л.), 1962. Е1ес1пса1 сЬаг§1п^ оГ
ЬаП ре11е1з 1п а ро1апг1п§ е1ес!пс Не1б, Ргос. Коу. 8ос. А, 266, 387—401.

Лезем и Стоу (Ьа1Ьат Л., 81ош С. В), 1965а. Е1ес1пНсаНоп ргобисеб Ьу
соШзюп ЬеКсееп ке сгувЫз апб зоИ ЬаП реНеЕа 1п а 1Ьипбегз1огт, (^иагЕ Л. К.
МеЕ 8ос. 91, 99—100.

Лезем и Стоу (Еа1Ьат Л., 81о\у С. В.), 1965Ь. Е1ес1пПсаНоп о! еуаро-
гаПп(г 1се сгузЫз, Токуо СопЕ, 352—6.
Лекаде (Ье Саде! С.), 1898. ЁШде <1е сЬатр ё1есй!дие де Га1тозрЬёге,
Апп. Сий. Еуопз 35.

Леколазе (Еесо1аге! К), 1945. 8иг ип топ!а^е ё1есйотё!пдие роиг 1а
тезиге ди сЬатр ё1ес!пдие роиг ипе тё!Ьоде де гёго, С. К. Асад. 8с!., Рапз 220,
531—3.

Леколазе (Еесо1ахе! К.), 1946. Кези1!а1з сГипе ё!иде ргёПпйпапе де ГеГ-
Гес! дез сити1из зиг 1е сЬатр ё1ес!пдие !еггезйе, Мё(ёого1ор!ё, 429—33.

Леколазе (Ёесо1ахе! К.), 1948а. Ё1иде ехрёптеп!а1е де Гё!а( ё1ес!пдие дез
сити1из де Ьеаи !етрз; 1п1егргё1аНоп дез гёзи1!а!з, Апп. СеорЬуз. 4, 81—95.

Леколазе (Еесо1аге! К.), 1948Ь. Еез рЬёпотёпез ё1есй!диез а 1а ГгопНёге
де деих айпозрЬёгез дйГегеЫез, Апп. СёорЬуз. 4, 181—92.

Леколазе И Плювинаж (Еесо1аге1 К., Р1иу!па§е Р.), 1948. Ё!а1з де
ге^ртез регтапеЫз ё1есйодупат!диез дапз Га!тозрЬёге, Апп. СеорЬуз. 4, 96—
108.

Лемонье (Еетоптег Е. С.), 1752. ОЬзегуайопз зиг Гё1ес!псйё де Гай,
Мет. Асад. 8сЕ 2, 233.

Лемстрём (Ёетзйбт 8.), 1882—1884. Ехр1ога!!оп 1п1егпа(юпа1е дез Её-
рропз Ро1айез.

Лемстрём (Ёетзйбт 8.), 1898. ЕхрёдШоп Ро1айе Р!п1апда!зе, (Не1з!п[г-
Гогз) 3.

Лемстрём (Ёетзйбт 8.), 1900. Ас1а 8ос. 8с!. Репп. 29, По. 8.

Ленард (Ёепагд Р.), 1892. ОЬег д!е Е1ек!пгйа! дег ШаззегГаПе, Апп. РЬуз.,
Ёрг. 46, 584—636.

Ленард (Ёепагд Р.), 1914. РгоЫете котр!ехег Мо1екй1е, 8йг. Вег. Не!де1-
Ьег^ег Акад. XV! зз. 5А.

Летта у (Ёейаи Н.), 1941. Апшспдип^ пеиег Ег^еЬтззе дег Аиз1аизсЫеЬге
аи! г и-с! 1ийе1ек1пзсЬе Рга^еп, Вейг. СеорЬуз. 57, 365—83.

Лёб (ЕоеЬ Ё. В.), 1953. ЕхрептеЫа! сопШЬийопз 1о !Ье кпоу!едр;е о! сЬаг-
§е §епега!!оп, ТЬипдегз!огт Е1ес1пйсаНоп, рр. 150—92.

Лигда (Е1^да М. С. Н.), 1950. Е1§Ь1п1п§ де!есНоп Ьу гадаг, ВиП. Атег.
РгапкПп МеЁ 8ос. 31, 279—83.

Лигда (Ег^да М. С. Н.), 1956. ТЬе гадаг оЬзегуайоп о! И^Ыптр;, Л. А1-
тозрЬ. Тегг. РЬуз. 9, 329—46.

Линке (Етке Р.), 1904. ЕиЙе’еЫпзсЬе Меззип^еп Ье! 12 Ва11оп(аЬг1еп,
АЬЬ. Сез. ХУ!зз., СбШп^еп 3, 5.

Л и нс с (Етзз Р.), 1887. СЬег егт^е д!е ХХ?о1ксп- ипд Еийе1ек1пгйа1 Ье1-
гейепде РгоЫете, МеЁ 2. 4, 345—62.

Лоу (Еау Л.), 1963. ТЬе югйзайоп о! 1Ье айпозрЬеге пеаг 1Ье цгоиг.д т Гай
уеаГЬсг, СиагТ Л. Е. Ме1. 8ос. 89, 107—21.

Л о ч Б. Ф., 1956. Экспериментальные наблюдения количества грозовых раз-
рядов.— Труды ГГО, вып. 58, 47—52.

Льюис и Фост (Ёе»!з XV. XV., Роиз! С. М.), 1936. Ег^Ыптр; зиг^ез 1п
Йапзгтззюп Нпез пай1га1 Н^Мтп^, Сеп. Е1есЁ Ееу. 39, 543—55.

Л эр и Брэдбери (ЁиЬг О., ВгадЬигу Й. Е.), 1931. Соггес!ед уа1иез Гог
1Ье соеПюеп! оГ гесотЫпайоп оГ е;азеоиз !опз, РЬуз. Ееу. 37, 998—1000.

Лю ви ни (Еиу!ш), 1884. 8ер1 ЁГидез (Типп).

Людер (Ёиедег Н.), 1943. Е1екй1зсЬе Ее^рзййипр; уоп ЬегапЛеЬепдеп Се-
уй!егп ипд дге РетзйикГиг дез 1иГ!е1екй!зсЬеп Сеу!йегГе1дез, МеЁ 2. 60, 340—51.

Людер (Ёиедег Н.), 1951а. Ет пеиег е1ек1пзсЬег ЕГГек! Ье! дег Е!зЫ1дип^
дигсЬ Уегр-аирект^ !п паШгИсЬеп ипГегкйЬИеп ПеЬе1п, 2. Ап^су. РЬуз. 3, 247—
87.

Людер (Еиедег Н.), 1951Ь. Уег2гаире1ип2зе1екй!з!египр; а!з ете ЫгзасЬе
дег Се\уй(еге1екй!гйа(, 2. Ап^еу. РЬуз. 3, 288.

Люжон (Ёи^еоп Л.), 1928. МоиуеПе тёНтоде де зопда^е ёксйота^пёНдие
уегйса! с! диаз!—Ьопгоп!а1е де ГаГтозрЬёге. АгсЬ. 8сЬ РЬуз. Пар 5, 239—59.

Люжон и Боненбласт (Ёи^еоп Л., ВоЬпепЫиз! М.), 1956. Кадюзопда-
^ез ди {тгад!еп( ро!дп1!а1 е! де 1а сопдисйЫЫё ё1есй!дие де Гай, Апп. 81а(. Сеп1.
8и!ззе де МеЁ

Л ютц (ЁЫг С. XV.), 1911. ЕиГ1е1екй!зсЬе Меззип^еп ат егдта^пейзсЬеп ОЬ-
зегуаГопит (81егпуаг1с) МйпсЬеп, 8. В. Вауег. Акад. Х\'!з8., 305—60.
Л ютц (Ьи(г С. XV.), 1939. Б1е «ккН^зкп 1и((еккк!зскеп Сгбззеп (иг Мйп-
скеп, ВеКг. Сеоркуз. 54, 337—47.

Л ютц (Ьи(г С. XV.), 1941. Скег бк ЗрПгепНабип^ Ье! Сеи'Шегп ипб Зскаи-
егп, ВеИг. Сеоркуз. 57, 317—33.

Л ютц (Ёи(г С. XV.), 1944. СЬег беп ВеИга^ бег ЗрНхепНабипр; гиг АиГ-
гесккгкаКип^ бег пе^аНуеп Егб1абип§, ВеИг. Сеоркуз. 60, 9.

Магоно н Кнкути (Ма^опо С., К!киск! К.), 1961. Оп (ке е1ескк скаг^е
о! ге1аНуе1у 1а где па(ига1 скиб рагНс1ез, 1. Мек Зое., Ларап 39, 258—68.

Магоно и Кикут и (Ма^опо С., КПшск! К), 1963. Оп (Не розШуе ек-
скИкаНоп о! зпоуу сгуз1а1з 1п 1ке ргосезз о! (кек теШп§, Л. Мек Зое, Ларап 41,
270—7.

Магоно и Коэнума (Ма^опо С., Коепита 8.), 1958. Оп (Ее екскШса-
Ноп о! \л'а1сг скора Ьу Ьгеак!п^ бие (о 1ке е1ес(гоз(аНс тбисНоп ипбег а то(1ега1е
екскк Не1б, Л. Мек Зое., Ларап 36, 108—11.

Магоно и Ори к аса (Ма^опо С., Опказа К.), 1960. Оп 1ке зигГасе ек-
скк Нек Липп;? га!п(а11, Л. Мек Зое., Ларап 38, 182—94.

Магоно и Орикаса (Ма^опо С., Опказа К.), 1961. Оп (ке зигГасе ек-
скк Пе1б саизеб Ьу (ке зрасе скаг^е о! скаг^еб га к скора, Л. Мек Зое., Ларап 39,
1—11.

Магоно н Сакураи (Ма^опо С., Закига! К-), 1963. Оп (ке екскк
скаг^е оп бгИНпр; зпосу реПек, Л. Мек Зое., Ларап 41, 211—17.

Магоно и Такахаси (Ма^опо С., Такаказк! Т.), 1959. Тке екск!ПсаНоп
о! апкппае Ьу эпохе апб гат (а11з, Л. Мек 16, 388—92.

Магоно и Такахаси (Ма^опо С., Такаказк! Т.), 1963. Ехрептеп(а1 з!и-
сПез оп (ке тескакзт о! екскШсаНоп о! ^гаире! реПекз, Л. МеЕ Зое., Ларап 41,
197—210.

Магоно и Ши оцуки (Ма^опо С., Зкюкик! У.), 1964. Оп (ке еПес( о!
ак ЬиЬЫез !п ке оп 1пс(!опа1 скаг^е зерагаНоп, Л. Акпоз. Зек 21, 666—70.

Магоно и др. (Магоно С., Опказа К-, ОкаЬе Н.), 1957. Тке скаг^е оп
ргес!рИа(!оп ектепк апб зигГасе екскк рокпНа! {ггабкп(, Л. Гас. Зег, Нокка!бо
Ишу. 1 (7) 7—20.

Майлс (МПез V. С.), 1953. Рабаг ескоез аззослакз хсИк 1!§Ып!п2, Л. А(то-
зрк. Тегг. Ркуз. 3, 258—62.

Мак-Гр и ви и О’Коннор (МсСгееуу С., О’Соппог Т. С), 1962. Оп (ке
ргобисНоп о! АИкеп писк! Ьу зипП^к! а! ЗЕ Могкг, СеоНз. Ме(еог. 10, 3—7.

Мак-Икрон (МсЕасЬгоп К. В.), 1939. Ь!р)1(п!п^ 1о !Ье Етрке 81ак Виь
1б!п§, I, Л. ЕгапкНп 1пзЕ 227, 149—217.

Мак-Икрон (МсЕасЬгоп К- В.), 1941. Е!{гМп!пр; 1о гЬе Етр!ге 81а(е
ВиПб!п§. II, Тгапз. Атег. 1пзЕ Е1есЕ Еп^гз. 60, 885—90.

Мак-Кенн (МсСапп С. О.), 1944. ТЬе теазигетеп! о! П^Ытпр; сиггепк
!п сНгеск зкокез, Тгапз. Атег. 1пзЕ ЕксЕ Еп^гз. 63, 1157—64.

Маккерас (Маскеггаз С.), 1963. Ткипбегз(огт ОЬзегуаНопз Ре1а(еб 1о
Е!{гкк1!п[г-[1а8к Соипкг РегГогтапсе, Рго^гезз Рерог( 1о 1ке Е1ес1пса1 Резеагск
Воагб (Пер(. о! Екскка! Еп^!пеег!п^, (Лшуегзку о! 0и!пз1апб).

Мак-Клеланд и Гилмор (МсСкПапб Л. А., СПтоиг А.), 1920. Еиг(кег
оЬзегуаНопз о! (ке екскк скаг&е оп гат, Ргос. Р. 1пзк Асаб. А, 35, 13—39.

Мак-Клеланд и Кеннеди (МсСкПапб Л. А., Кеппебу Н.), 1912. Тке
1аг§е юпз !п (ке а(тозркеге, Ргос. К. 1нзк Асаб. А, 30, 72—91.

Мак-Клеланд и Нолан (МсСкПапб Л. А., Ыо1ап Л. Л.), 1912. Тке ек-
скк скатке оп га!п, Ргос. р. 1пзк. Асаб. А, 29, 81—91; 30, 61—71.

Мак-Криди и Праудфит (МасСгеабу Р. В., РгоибШ А.), 1965а. ОЬ-
зегуаНопз о! Ьубготеког скаг^е еуокНоп 1п (кипбегз(огтз. (2иаг(. Л. Р. МеЕ
Зое 91, 44—53.

Мак-Криди и Праудфит (МасСгеабу Р. В., Ргоиб(!( А.), 1965Ь. ЗеН-
скаг^п^ о! теН!п{? ке, (2иаг(; Л. р. МеЕ Зое. 91, 54—9.

Малан (Ма1ап Г). Л.), 1937. Зиг кз бёскаг^ез огацеизез бапз 1а каик а(-
тозркёге, С. Р. Асаб. ЗсЕ, Рапз 205, 812—13.

Малан (Ма1ап О. Л.), 1952. Ёез бёскаг^ез бапз Га1г е( 1а скаг^е ткпеиг
роз!Цуе б’ип пиа^е ога^еих, Апп. Сёоркуз. 8, 385—401.

Малан (Ма1ап П. Л.), 1954. Ьез бёскаг^ез ога^еизез ткггткапкз е( соп-
Нпиез бе 1а сокппе бе скаг^е пё^аНуе, Апп. Сёоркуз. 10, 271—81.
Малан (Ма1ап В. I.), 1956. ТЬе ге1аНоп ЬсГи’ееп (Ье питЬег о! з(гокез,
з(гоке 1п(егуа1 апй (Ье 1о(а1 дига(1опз оГ П^Мпт^ сНзсЬаг^ез, СеоНз. Риг. Арр1.
34, 224—30.

Малан (Ма1ап В. Л.), 1957. ТЬе 1Ьеогу о! Н^Ыпт^ рЬоЫ^гарЬу апд а са-
тега оГ пе\у дез1(гп, СеоНз. Риг. Арр1. 38, 250—60.

Малан (Ма1ап В. Л.), 1958. КасНаНоп Ггот П§Ь(тп^ д1зсЬагр;ез апд Из
ге1аНоп 1о (Ье д!зсЬагр;е ргосезз, Кес. Аду., рр. 557—63.

Малан (Ма1ап В. Л.), 1961. Ипизиа! (урез оГ 11^Ь(п1п§ д1зсЬаг2е, Апп. Сёо-
рЬуз. 17, 388—94.

Малан (Ма1ап В. Л.), 1962. Ы^ЬЬйп^ соип(ег Гог ПазЬез (о ег°ипд, Ргос.
1п(. СопГ. а( С. Е. А. Кез. ЬаЬз., 1962, Ви((ег»ог(Ь, Ьопдоп.

Малан (Ма1ап В. Л.), 1963. РЬузкз оГ Ы^Ытп^, рр. 1—176, ЕпдЬзЬ 1Лп1у.
Ргезз, Ьопдоп.

Малан и Колленс (Ма1ап В. Л., СоПепз Н.), 1937. Рго^геззгуе П^Ь(п-
1п§. III. ТЬе Ппе з(гис(иге оГ ге(игп Н^Ыпт^ зГгокез, Ргос. Коу. 8ос. А, 162, 174—
203.

Малан и Шонланд (Ма1ап В. Л., 8сЬоп1апд В. Р. Л.), 1947. Рго^гез81Уе
Н^Ыптр;. VII. ВйесНу согге1а(ед рЬоЫегарЬз апд е1ес(пса1 з(ид1ез о! П^Ыптр;
кот пеаг (Ьипдегскшдз, Ргос. Коу. 8ос. А, 191, 485—503.

Малан и Шонланд (Ма1ап В. Л., 8сЬоп1апд В. Р. Л.), 1950. Ап е1ес(го-
з(а((с Г1ихте(ег о! зЬог( гезропзе Нте Гог изе 1п з(ид1ез оГ (гапз1еп( Не1д сЬап-
§ез, Ргос. РЬуз. 8ос., Ьопд. В, 63, 402—8.

Малан и Шонланд (Ма1ап В. Л., 8сЬоп1апд В. Р. Л.), 1951а. ТЬе е1ес-
Шса1 ргосеззез ш (Ье 1п(егуа1з Ьерусеп (Ье з(гокез оГ а 11^Ь(птд д!зсЬаг§е, Ргос.
Коу. 8ос. А, 206, 145—63.

Малан и Шонланд (Ма1ап В. Л., 8сЬоп1апд В. Р. Л.), 1951Ь. ТЬе д1з(п-
ЬиНоп оГ е1ес(псНу 1П (Ьипдегс1оидз, Ргос. Коу. 8ос. А, 209, 158—77.

М арвйк (Магичск Т. С.), 1930. ТЬе е1ес(пс сЬаг^е оп гаш, Оиаг(. Л. К.
Ме(. 8ос. 56, 39—44.

Марейн и др. (Маигат С., Нотегу, МПе С., С1Ьаи11 Т.), 1930. 8иг 1е сои-
гап( ё1ес(пдие уег(1са1 акпозрЬёпдие, С. К- Асад. 8с1., Рапз 191, 87—9.

Маркграф (Магк^гаГ Н.), 1924. ЕиГ(е1ек(пзсЬе Ег^еЬтззе, Ме(. 2. 41,
165—70.

Маршалл (МагзЬаП Л. 8.), 1953. Ргоп(а1 ргес!рКа(1оп апд НдЫпш& оЬзег-
уед Ьу гадаг, Сапад. Л. РЬуз. 31, 194—203.

Маршалл и Пальмер (МагзЬаП Л. 8., Ра1тег XV. М.), 1948. Л. Ме(. 5,
165.

Маттеуччи (Ма((еисс1 С.), 1850. Апп. СЬет. РЬуз. 28, 285.

Маттиас (МаНЫаз А.), 1926. Рог(зсЬп(( ш дег АиГНаптр; дег СешЙегет-
Пйззе аиГ ЕеНип^запк^еп, Е1ек(пг1(а(8\у1г(зсЬаГ( 25, 297—308.

Маттиас (МаНЫаз А ), 1929. Вег ^с^спгуагН^е 8(апд дег В11(гзсЬи(гГгар;е,
Е1ек(го(есЬ. 2. 50, 1469—74.

Маунд и Чалмерс (Маипд Л. Е., СЬакпегз Л. А.), 1960. Ро1п( д!зсЬаг§е
Ггот па(ига1 апд агНПаа! ро1п(з, Оиаг(. Л. К- Ме(. 8ос. 86, 85—90.

Маучли (МаисЫу 8. Л.), 1923. Вшгпа! уапаНоп оГ (Ье ро(епНа1 §гад!еп(
оГ а(тозрЬепс е1ес(псИу, Тегг. Ма^п. А(то8. Е1ес(. 28, 61—81.

Маучли (МаисЫу 8. Л.), 1926. 8(ид1ез 1п а(тозрЬепс е1ес(пс!(у Ьазед оп
оЬзегуаНопз гладе оп (Ье Сагперре, 1915—21, Сагперре 1пз(. ХУазЬ. Уг. Вк. 25, 227.

Мейнхолд (МетЬо1д Н.), 1951. В1е е!ек(пзсЬе Еадип^ етез Р1и^геи^ез
Ье! Уеге1зип§; т 0ие11\уо1кеп, СеоНз. Риг. Арр1. 19, 176—8.

Мейсон (Мазоп В. Л.), 1953а. Оп (Ье рспегаНоп оГ сЬаг^е аззоааГед гуИЬ
^гаире! ГогтаНоп т (Ьипдегс1оидз, ОиагГ. Л. К. Ме(. 8ос. 79, 501—9.

Мейсон (Мазоп В. Л.), 1953Ь. А снНса] ехапп’паНоп оГ (Ьеопез оГ сЬаг^е
(гепегаНоп т (Ьипдегз(огтз, ТеПиз, 5, 446—60.

Мейсон (Мазоп В. Л.), 1957. ТЬе РЬуз1сз оГ С1оидз, рр. 481, Оги'у. Ргезз,
ОхГогд.

Мейсон и Ладлам (Мазоп В. Л., Еид1ат Р. Н.), 1950. ТЬе гтсгорЬузкз
о! с1оидз, Кер. Рго^г. РЬуз. 14, 147—95.

Мейсон и Мей б а нк (Мазоп В. Л., МауЬапк Л.), 1960. ТЬе Гга§теп(аНоп
апд е1ес(пНсаНоп оГ Ггеегтрг \еа(ег дгорз, Оиаг(; Л. К. Ме(. 8ос. 86, 176—85.
Мейсон и Остон (Мазоп В. 5., Охх'з!оп Р. С.), 1952. 1се сгуз!а1з оГ зрь
га1—Гост ртохсп Гсот ГЬе уароис, РИП. Ма^. 43, 911—2.

Мик (Меек Л. К.), 1939. ТЬе шесЬатзгп оГ !Ье Н^Мтпр; сИзскаг^е, РЬуз.
Ксу. 55, 972—7.

Мик и Перри (Меек Л. К., Реггу Р. К.), 1944—1945. ТЬе к^Ытпр; б1з-
сЬаг^е, Кер. Рго^г. РЬуз. 10, 314—57.

Миз аки (М1зак1 М.), 1950. А те!Ьоб о! тсазиппр; 1Ье юп зресГсит, Рар.
Мек СеорЬуз. 1, 313—8.

Милнер и Чалмерс (МПпег Л. XV., СЬа1тегз Л. А.), 1961. Рот! сЬзсЬаг^е
Гсот па!ига1 апб агНПс1а1 ротГз (II), Сиас!. Л. К. Мек Вос. 87, 592—6.

Миранда (Мкапба Н. А.), 1958. ТЬе ютгакоп Сие 1о Ье1а гасИаНоп Ггот
1Ье акпозркеге, Л. СеорЬуз. Кез. 63, 147—55.

Михновский (М1сЬпохузк1 8.), 1957. Рот! б1зсЬагр;е т Осе т!егскап^е о!
е1ес!пс сЬаг^е Ьектееп 1Ье еаг!Ь апб !Ье а!тозрЬеге, Ас!а СеорЬуз. Ро1оп. 5,
123—4.

Михновский (МюЬпохузк! 8.), 1963. Оп !Ье оЬзесуакоп оГ Н^Ыпт^ 1п
хуаст с1ои<18, 1пб. Л. Ме!. СеорЬуз. 14, 320—2.

Морган (Мог^ап XV. А.), 1960. Ве!естта(1оп о! (Ье з!га!§Ь! 1тс оГ Ьез!
Я! !о оЬзегуакопа] ба!а о! !хуо ге1а1ей уапа!ез хуЬеп Ьо!Ь зе!з о! уа1иез аге
зиЬ)ес! !о еггог, Сиаск Л. К. Ме!. Вос. 86, 107—13.

АХ у р и др. (Мооге С. В., Ееаук! Р. К-, Х'оппе^и! В., Х^гаЬНк Е. А.), 1962.
Воте Айпозркепс Е1ес!пс 1пз1гитеп!з Гог (Лзе т А1г Россе ОрегаНопз, Керог! оп
Соп!гас! АР 19 (604)—7413 (АсГЬиг В. ЫШе, 1пс.).

Мури др. (Моосе С. В., Уоппе^и! В., Во1ка А. Т.), 1958. КезиНз о! ап ех-
рептеп! !о бе!естте 1пШа1 рсесебепсе о! оср;атгеб е1ес!пНса!1оп апб рсеарИа-
!юп т !Ьипс1ес5!ост8, Кес. Абу., рр. 331—60.

Мури др. (Моосе С. В., Уоппе^и! В., ЕтзПе А. С.), 1959. ОЬзесуаНопз о!
ТЬипбесз!остз т ке\у Мсх1со, Керог! оп Соп!сас! ЫОЫК—1684. (Ас1Ьис В. Ё1!!1е,
1пс.).

Мур и др. (Моосе С. В., Уоппер;и! В., МасЬабо Л. А., ВисуИаз Н. Л.), 1962.
Кабае оЪзесуаНопз о! сат §изЬез ГоПохмтр; оуегЬеаб И^Мпт^ з!сокез, Л. Сео-
рЬуз. Кез. 67, 207—20.

Мур и др. (Моосе С. В., Уоппер;и! В., Ветопт К- С., ВиПоск Л. XV., Всаб-
1еу XV.), 1962. Ра1г-хуеа!Ьес а!тозрЬепс е1ес!пс ро!епНа1 ^гасИеп! апб зрасе сЬас^е
оуес Сеп!га1 111то1з, Виттес, 1960, Л. СеорЬуз. Кез. 67, 1061—71.

Мури др. (Моосе С. В., Уоппе^и! В., 8!ет В. А., ВисуПаз Н. Т.), 1960.
ОЬзесуаНопз о! е1ес!пНса!1оп апб И^Мптр; т хуаст с1оибз, Л. СеорЬуз. Кез. 65,
1907—10.

Мури др. (Моосе С. В., Уоппе^и! В., УсаЬПк Е. А., МсСа!^ В. А.), 1964.
СизЬез о! сат апб ЬаП аГ!ег 11§Ь!пт§, Л. А!тозрЬ. Век 21, 645—65.

Мэйплсон и Витлок (Мар1езоп XV. XV., ХУЬШоск XV. С.), 1955. Арраса!из
Гос ассиса!е апб сопкпиоиз теазисетеп! о! !Ье еаг!Ь’з е!ес!пс Пе1б, Л. А!тозрЬ.
Тесс. РЬуз. 7, 61—72.

Мэкки (Маску XV. А.), 1931. Воте туезкваНопз оп !Ье беГоппаПоп апб
Ьгеактд оГ хуа!ес бсорз т з!соп§ е1ес!г!с Пе1бз, Рсос. Коу. Вос. А, 133, 565—87.

Мэкки (Маску XV. А.), 1937. Меазисетеп! о! поста] а!тозрЬепс е!ес!пс
роГепНа] ^саб1еп!з изт§ а уаГуе Уо1!те!ес, Тесс. Ма^п. А!тоз. Е1ес!. 42, 77—86.

Мэл он (Ма1опе Т. Р.), (еб.), 1951. Сотрепбтт о! Ме!еосо1ор;у, Атег. Ме-
1еог. Вос. Воз!оп.

Мэрфи (МисрЬу Т.), 1958. ТЬе рсес1з1оп пис1еиз соип!ес (Ро11ак !уре) хуИЬ
аи!отаВс сесогбтр;, СеоПз. Рис. Арр]. 41, 194—200.

Мэттьюс и Мейсон (МаИЬехУз Л. В., Мазоп В. Л.), 1963. Е1ес!пПса!1оп
ассотрапутр; спектр о! 1се апб эпоху, Сиас!. Л. К. Ме!. Вос., 89, 376—80.

Мэттьюс и Мейсон (Ма!!Ьехуз Л. В., Мазоп В. Л.), 1964. Е1ес!гШса!1оп
рсобисеб Ьу !Ье сир!исе о! 1ас§е \уа!ес бсорз т ап е1ес!с!с Пе1б, Сиас!. Л. К- Ме!.
Вос. 90, 275—86.

Мюлейзен (МйЫе1зеп К-), 1941. 2ис Ме!Ьоб1к бес 1иГГе1ек!пзсЬеп Ро!еп-
!1а1теззип{>: ЕтПизз без XV^пбез Ье1 сабюакНуеп Ко11ак!осеп, 2. №!исГ. 6,
667—71.

Мюлейзен (МйЫе1зеп К.), 1953. В1е 1иГ!е1ек!пзсЬеп Е1етеп!е !т Ссозз-
1аб!Ьеге1сЬ, 2. СеорЬуз. 29, 142—60.
Мюлейзен (МйЫегееп Р.), 1955. ЬиПе1ек1пзсЬе ВеоЬасЫип^еп хуаЬгепб
бег ЗоппепПпзЛегтз ат 30.6.54, СеоНз. Риг. Арр1. 30, 106—12.

Мюлейзен (МйЫегзеп К.), 1956. Оп Иге беугаНопз оГ Иге соигзе о! е!е-
теп!з о! а1тозрЬепс е1ес!псйу оп сопНпеп1з Ггот Нге \уог1б—\угбе соигзе, Л. А1-
тозрЬ. Тегг. Р1гуз. 8, 146—57.

Мюлейзен (МйМегзеп Р.), 1958. Е1ек1пзсЬе кабип^еп апб Аегозо!—Нипз1-
ипс! НеЬеИеПсЬеп, Вег. бег. 6еи1. ХУеИегб. 51, 62—6.

Мюлейзен (МйЫегзеп Р.), 1959. Оге 1иПе1ек(пзсЬеп УегЬаИтззе пл Кйз1е-
паегозо! I, АгсЬ. Мек ХХтеп А, 11, 93—108.

Мюлейзен (МйЫегзеп Р.), 1961а. Е1ес1гобе еИес! теазигепгеп1з аЬоуе Иге
зеа, б. АкпозрЬ. Тегг. РЬуз. 20, 79—81.

Мюлейзен (МйЫегзеп Р.), 1961Ь. ОЬег Ле е1ек1пзске АиПабипр; уоп Аего-
зо1- ипб ОипзНеИскеп, СеорЬуз. Риг. Арр1. 50, 140—47.

Мюлейзен и Фишер (МйЫегзеп К., НзсЬег Н. Л.), 1958. Рабюзопбеп
Лиг 1иПе1ек1пзсЬе Меззип^еп, АгсЬ. ТесЬ. Мезз. 274, 229—32.

Мюлейзен и Холл (МйЫегзеп Р., Но11 XV.), 1952. Еше пеие МеНюбе
хиг Меззип^ бег е1ек!пзсЬеп РаитЫбип^вбгсЫе бег ЁиИ, СеорЬуз. Риг. Арр1. 22,
3-8.

Мюлейзен и Холл (МйЫегзеп Р., Но11 XV.), 1953. Е1ек1г1зсЬе АиПабипр;
ЛаПепбег ХУаззегкорГеп, СеоНз. Риг. Аррк 25, 61—70.

Мюллер-Хиллебранд (МйИег-НШеЬгапб О.), 1954. ТЬе 1оп сарШге
оп рокпхеб Игоре, Агк. СеоНз. 2, 197—225.

Мюллер-Хиллебранд (МйИег-НШеЬгапб О.), 1959. Ы^Ыпгп^ соип(ег
апб Нге гезикз оЫагпеб гп 8%'ебеп биппр; Нге Нгипбегзкэгпг репоб 1958, Т. V. Е.
30, 1—16.

Мюллер-Хиллебранд (МйИег-НШеЬгапб О.), 1961. ТЬе рЬузгсз о! Нге
И^Мпгп^ Н1зсЬагр;е, Е1ек(го1есЬ. 2. А, 82, 232—49.

Мюллер-Хиллебранд (ДХйПег-НгИеЬгапб О.), 1962. ТЬе рго1есНоп оГ
Ьоизез Ьу И^Мтпд сопбис1огз. Ап ЫзЛопса! гсхтсху, Л. ЕгапкИп 1пз1. 274, 34—54.

Мюллер-Хиллебранд (МйИег-НШеЬгапб О.), 1965. ЛЛрйкипр; рго-
ЛесНоп, РгоЫетз, рр. 407—29.

Мюррей (Миггау XV. Н.), 1951. Нпбгзсоуегеб ЗсоИапб, рр. 198—200.
Л. М. Оеп{, Еопбоп.

Накайя и Терада (№кауа 1Л., Тегаба Т.), 1934. Оп Нге е1ес1пса1 паЛиге
о! эпоху рагкс1ез, Л. Гас. 8сг., Ноккагбо Ингу. 1, 181.

Нау ер (Йаиег Н.), 1953. Мобе1 Лез! оп ЬаП ПдЫптр;, 2. Ап^ехс. РЬуз. 5,
441—52.

Никол ьс (№сЬо1з Е. Н.), 1916. 1пуезНраНоп о! аЛтозрЬепс е1ес!г1са1 уа-
пакопз а! зиппзе апб зипзеЛ, Ргос. Роу. 8ос. А, 92, 401—8.

Никольсон (№сЬо1зоп С. Г.), 1951. Ап гпЛпбисЛгоп Ло Нге гаНопаИгеб
МК8 зузЛет оЛ ипйз, Вгй. Л. Арр1. РЬуз. 2, 177—82.

Нойберт (К'сиЬег! И.), 1938. 8е1ЬзЛеггееепбег е1ек1гоз1аНзсЬег СепегаЛог
тк 1п Ргезздаз 1аиЛепбеп Ьабип^зЬапбегп, 2. Рпуз. НО, 334—51.

Нолан Дж. (Ё1о1ап Л. Л.), 1950. ТЬе сопко! о! ЛЬе е1есЛпса] сопбисНуйу о!
Иге 1охсег аЛтозрЬеге, АгсЬ. Мек, ХХтсп А, 3, 17—28.

Нолан Дж. и Герини (№1ап Л. Л., Сиепт V. Н.), 1933. ТЬе бйГизгоп
соеГНсгепЛз апб уе1осИ1ез оГ ГаП гп агг о{ аЛтозрЬепс сопбепзакоп пис1е1, Ргос.
Р. 1пзЬ. Асаб. А, 43, 5—24.

Нолан Дж. и Нолан П. (Мо1ап Л. Л., Ыо1ап Р. Л.), 1931. ОЬзесуаНопз оп
аЛтозрЬепс готзакоп а! С1епсгее, Со. ХУгсИоху, Ргос. Р. 1пзЬ. Асаб. А, 40,
11—59.

Нолан Дж. и Нолан П. (Ыо1ап Л. Л., 14о1ап Р. Л.), 1937. АЛтозрЬепс
е1есЛггса1 сопбисНуйу апб Нге сиггепЛ Ггот .агг 1о еагНг, Ргос. Р. 1пзЬ. Асаб. А,
43 79_93

Нолан Дж. и О’Киф (Мо1ап Л. Л., О’КееИе Л. С.), 1933. Ми1Нр1у сЬагр;еб
1аг^е гопз, Ргос. Р. 1пзЬ. Асаб. А, 41, 26—40.

Нолан Дж. и Саши (№>1ап Л. Л., бе 8асЬу С. Р.), 1927. АЛтозрЬепс гоп1-
гаНоп, Ргос. Р. ЛпзЬ. Асаб. А, 37, 71—94.

Нолан Дж. и Энрайт (Г4о1ап Л. Л., Епп^М Л.), 1922. ЕхреппгепЛз оп ЛЬе
е1есЛпНсаЛгоп ргобисеб Ьу Ьгеакгпррир хуаЛег хугЛЬ зресга! геГегепсе 1о 81трзоп’з
Нгеогу о! Нге е1ес1пНсаНоп о! 1Ьипбегс1оибз, Ргос. Р. НиЫт 8ос. 17, 1—11.
Нолан Дж. и др. (Мо1ап Л. Л., Воу1ап К- К., йе Заску С. Р.), 1925. Тке
ечшНЬпит оЕ Еопз 1п Еке аЕтозркеге, Ргос. К. 1г1вЬ. Асай. А. 37, 1—12.

Нолан П. (Мо1ап Р. Л.), 1929. Тке 1а\\г о! гесотЫпакоп оЕ Еопз апс! пис1еЕ,
Ргос. К- 1г1зк. Асай. А, 38, 49—59.

Нолан П. (Мо1ап Р. Л.), 1940. ЕвНтакоп оЕ Еке аЕг-еаг1к сиггепЕ,. Ргос. К.
1пзк. Асай. А, 46, 65—75.

Нолан П. (Мо1ап Р. Л.), 1941. ЕхрегЕтепЕз оп сопйепзаЕЕоп пис1ек Ргос. И.
1пзк. Асай. А, 47, 25—38.

Нолан П. (Мо1ап Р. Л.), 1943. Тке гесотЫпаИоп 1а\лл Гог хуеак ЕотзаЕЕоп,
Ргос. К- 1пзк. Асай. А, 49, 67—90.

Нолан П. (Мо1ап Р. Л.), 1955. Тке ркоЕо-е!есЕпс соипЕег апй Из аррПсаИоп
Еог теазиппр; йпЕизюп соеГПсЕепЕз, ХУепЕхуогЕк СопЕ., рр. 113—9.

Нолан П. (Мо1ап Р. Л.), 1956. Тке ецшНЬпит оГ ЕотгаЕЕоп Еп Еке аЕто-
зркеге апй пискаг сотЫпаНоп соеЕЕЕсЕепЕз, Л. АЕтозрк. Тегг. Ркуз. 9, 295—303.

Нолан П. и Куффель (Мо1ап Р. Л., КиЕЕе! Е.), 1955. Соа2и1акоп апй
йИГизюп оЕ епс1озей пис1е1, СеоПз. Риг. Аррк 31, 97—106.

Нолан П. и О’Коннор (Мо1ап Р. Л., О’Соппог Р. С.), 1955а. Тке ркоЕо-
е1есЕпс пис1еиз соипЕег аз ку^готеЕег, СеоГЕз. Риг. АррЕ. 31, 32—6.

Нолан П. н О’Коннор (Мо1ап Р. Л., О’Соппог Р. С.), 19556. ЗЕге, тоЫ-
НЕу апй скаг^е оГ ти1Нр1у скаг^ей Еопз, Ргос. К. 1пзк. Асай. А, 57, 161—71.

Нолан П. и Поллак (Мо1ап Р. Л., РоПак Е_. XV.), 1947. СакЬгаЕЕоп оЕ а
ркоЕо-е1есЕпс пис1еиз соипЕег, Ргос. К. 1пзк. Асай. А, 51, 9—31.

Нориндер (Моппйег Н.), 1921. Резеагскез оп Еке кеЕ^кЕ уапаЕЕоп о! Еке
аЕтозркепс е1есЕпс роЕепЕЕа! ^гайЕепЕ Еп Еке ЕоиезЕ 1ауегз оЕ Еке аЕг, Сео^г. Апп.,
8Еоскко1т 1, 1—96.

Нориндер (Моппйег Н.), 1947. 8оте азресЕз апй гесепЕ гезикз оЕ е!есЕго-
та^пекс еЕГесЕз оЕ ЕкипйегзЕогтз, Л. Ргапккп 1пзЕ. 244, 109—30. апй 167—207.

Нориндер (Моппйег Н.), 1951. ЛоЕпЕ СопйззЕоп оп РайЕо МеЕеогоЕо&у,
ЕпЕ. СопЕ. 8сЕ. ТЕп.

Нор индер (Моппйег Н.), 1953. Еоп^-йЕзЕапсе 1осаЕ1оп оЕ ЕкипйегзЕогтз,
ТкипйегзЕогт ЕЕесЕпсЕЕу, рр. 267—327.

Нориндер и Кнудсен (Моппйег Н., Кпийзеп Е.), 1961. ЕЕ^кЕтпр йЕз-
скагде раЕкз ркоЕо§;гаркей Еп йаук^кЕ апй апа]узей Ьу зЕтикапеоиз уапаЕЕопз
оЕ та^пеЕЕс ГЕе1й сотропепЕз, Агк. СеоЕЕз. 3, 375—90.

Нориндер и Салка (Моппйег Н., 8а1ка О.), 1951. Мескатзт оЕ розЕ-
кх'е зрагк йЕзскаг^ез хуЕЕЬ 1оп^ ^арз 1П а*г а* аЕтозркепс ргеззиге. Агк. Руз. 3,
347—86.

Нориндер и Сикс на (Моппйег Н., ЗЕкзпа К.), 1949. Тке теазигетепЕз
оЕ Еке йепзЕЕу оЕ зта11 Еопз, Агк. СеоЕуз. 1,1—32.

Нориндер и Сиксна (Моппйег Н., ЗЕкзпа К.), 1951. 1отс йепзЕЕу оЕ Еке
аЕтозркепс аЕг пеаг Еке ^гоипй йигЕп^ ЕкипйегзЕогт сопйШопз, Агк. СеоЕуз. I,
453—72.

Нор индер и Сиксна (Моппйег Н., ЗЕкзпа К.), 1954. ЕхрептепЕз соп-
сегтпд еКсЕпЕЕсакоп оЕ эпоху, Агк. СеоЕуз. 2, 59—89.

Нориндер и Сиксна (Моппйег Н., 8Екзпа Р.), 1955. Е1есЕпс скаг^ез
теазигей Еп Еке аЕг хукеп ЫохуЕп^ эпоху, Агк. СеоЕуз. 2, 343—69.

Нор ин дер и др. (Моппйег Н., 1згаё1 Н., ЗЕкзпа К.), 1954. Баз 1иГЕе1екЕп-
зске РоЕспЕЕа1§еЕа11е ипй йег УегЕЕкаЫгот Еп Нррза1а, Агк. СеоЕуз. 2, 109—38.

Ното (МоЕо Н.), 1939. 8оте зЕийЕез оЕ ЕкипйегзЕогтз. РагЕ IV. Тке ге1аЕЕоп
ЬеЕхуееп Еке зЕ^п оЕ Еке роЕепЕЕа! ^гайЕепЕ апй ЕкаЕ о! Еке скаг^е оп гаЕп апй
зпохуПакез, Лар. Л. АзЕго. СеорЬуз. 17, 101—18.

Нукияма и Наката (МикЕуата Н., МакаЕа К.), 1926. КЕЕе-Ьа11ооп сиг-
гепЕэ, Ргос. Ркуз. МаЕк. Зое., Ларап 8, 5.

Ньюмен (Меитпап М. М.), 1953. АЕгсгаЕЕ апй И^кЕпЕп^, ТкипйегзЕогт Е1е-
сЕпсЕЕу, рр. 328—34.

Ньюмен (Мехутап М. М.), 1958. ЬЕ^кЕпЕп^ йЕзскаг^е скайпе! скагасЕеп-
зЕЕсз апй ге1аЕей аЕтозркепсз, Кес. Айу., рр. 475—84.

Ньюмен (Меитпап М. М.), 1965. Изе оЕ Епр^егей Н^кЕпЕп^ Ео зЕийу Еке
йЕзскаг^е ргосезз гп Еке скаппе! апй аррЕЕсаЕЕоп Ео V. Ь. Р. ргора^аЕЕоп зЕийЕез,
РгоЫетз, рр. 482—90.
Оболенский (ОЬо1еп5ку XV. 14.), 1925. ОЬег екк(пзске Бабип^еп т бег
Айпозркаге, Апп. Ркуз., Брг. 77, 644—66.

Оболенский (ОЬокпзку XV. 14.), 1926. Бег е1ек!г1зске 2из!апб бег ип!е-
геп А!тозркагсп8ск1ск!еп ап к1агеп Та^еп ги Рау1оузк (1916 Ыз 1920), Мек 2.
43, 173—7.

О’Бролчайн (О’Вгоккат С.), 1930. Тке сотранзоп о! Зски'т'бкг’з («о
те!кобз о! бе!сгт1п1пв (ке ауега^е НГе о! зта11 1опз 1П ай, Вейг. Сеоркуз. 29,
1—21.

Оволэби и Чалмерс (Охуо1аку I. Е., Ска1тегз Л. А.), 1965. Согге1аНопз
о! ргеарйаНоп сиггеп!з, Л. Айпозрк. Тегг. Ркуз. 27, 303—8.

О гав а (О^аууа Т.), 1960а. Турез о! <Иигпа1 уапаНоп о! 1ке ай-еаг!к сиг-
геп!, Л. Осота ^п. 9, 165—73.

Ога в а (О^ахуа Т.), 19606. Е1ес!псйу 1п гаш, Л. Сеота^п. Оеое1ес1 12,
21—31.

Огава и Брук (О^ахуа Т., Вгоок М.), 1964. Тке тескап1зт оГ !ке 1п(га-
с1оиб Н§к!п1п§; б1зскаг§е, Л. Сеоркуз. Рез. 69, 5141—50.

О’Доннел (О’ОоппеП С. А.), 1952. Е1ес1пс сопбисйуйу апб эта!! 1оп соп-
сепйайоп о! !ке а!тозркеге а! опе те!ге акоуе §гоипб апб сопбисйуйу а! ^гоипб
1еуе1, Л. А!тозрк. Тегг. Ркуз. 2, 201—15.

Окендэн (Оскепбеп С. V.), 1947. 8!енсз, Ме!. Ма^., Бопб. 76, 78—86.

О’Коннор и Фланаган (О’Соппог Т. С., Иапа^ап V. Р. V.), 1961. Тке
теазигетеп! о! зйе б1з!пЬи!1оп8 1п Айкеп пискг, ОеоНз. Риг. АррБ 50, 60—66.

О’Коннор и Шарки (О’Соппог Т. С., 8кагкеу XV. Р.), 1960. 1оп1гаНоп
едиШЬпит 1п тапНте ай, Ргос. К. Тпбк. Асаб. А, 61, 15—27.

Оллсоп (АПзорр Н. Б.), 1952. Ап туезН^аНоп о! ро1п!—б!зскаг^е сиг-
геп!з, 8. АГг. Л. 8с1. 48, 244—6.

Остин (АизЕп Б. XV.), 1921. Оекгтшайоп о! 1ке бйескоп о! а!тозркепс
б1з1игЬапсез ог 81акс «п габ!о (ек^гарку, Л. РгапкПп 1пзБ 5 (191), 619—20.

Палтридж (Ракг|б^е О. XV.), 1964. Меазигетеп! о! (ке екс!гоз!а!1с Пе1б
1п (ке 5(га(08рксге, Л. Сеоркуз. Кез. 69, 1947—54.

Палтридж (РаКпб^е С. XV.), 1965. Ехрептеп(а1 теазигетеп!з о! (ке
зтаИ-юп бепзйу апб е1ес(пса1 сопбисНуйу о! (ке з(га(озркеге, Л. Сеоркуз. Кез.
70, 2751—61.

Парамонов Н. А., 1950. Унитарная вариация градиента потенциала эле-
ктрического поля атмосферы. ДАН СССР, т. 70, № 1, 37—38.

Паркинсон (РагИпзоп XV. Б.), 1958. Рас!огз сопйоШп^ (ке а(тозркепс
сопбисйуйу а! (ке Ниапкауо Ма^пейс ОЬзегуа(огу, Тегг. Ма^п. А(тоз. Е1ес(. 3,
305—17.

Паркинсон (Рагктзоп XV. П.), 1959. Кеукху о! (ке П(ега(иге оп (ке юп
Ьа1апсе о! (ке 1о\уег а(тозркеге зтсе 1939, Сеп. Азз. 1п(. Пп. Сеоб. (Оз1о) Азз.
Тегг. Март. А(тоз. Е1ес!. Вий. 13, 307—13.

Потенье и Коше (Раи(кеп1ег М., Соске! К.), 1953. Ёуо1и!1оп б’ипе еои!-
1е11е!!е б’еаи скаг^ёе бапз ип пиаде а !етрега!иге розШуе, Кеу. Сеп. бе ГЕ1есБ
62, 255—62.

Пелтон (РеИоп Р. е! а1.), 1953. 1пуез!1р;а!юп о! Меапз (о Ма1п!ат 2его
Е1ес!гоз!а!1с Скаг^е оп Айсга!!, Р1па1 Керог! КА-766-Р-10. СогпеП Аегопаи!1са1
Бак. Сопйас! АР-19 (122)—475.

Пельтье (РеШег А.), 1840. ОЬзегуайопз е! гескегскез ехрёптеп!а1ез зиг
1ез саизез дш сопсоигеп! а 1а (огтайоп без !готкез, С. К- Асаб. 8сь, Рапз 10,
712.

Пельтье (РеШег А.), 1842. Кескегскез зиг 1а саизе без ркёпотёпез ё1е-
с!пдиез бе Гакповркёге е! зиг 1ез тоуеп б’еп гесиеПег 1а тапЙез!а!1оп, Апп. Ск1т.
Ркуз. 4, 385.

Перри (Рсггу Р. К.), 1944. О1зси881оп оп МиШрк Нр;к!п1прг з!гокез, Оиаг!.
Л. К. Ме!. 8ос. 70, 169.

Перри и др. (Реггу Р. К., ХУеЬз!ег С. Н., Валику Р. XV.), 1942. Тке теа-
зигетеп! о! Н^Ыптц уойа&ез апб сиггеп!з 1п №^епа, Л. 1пз(п. Е1ес!. Епргз. 89,
185—209.

Петерс (Рекгз XV. Л.), 1923. КезиЙз (гот та^пеНс еаз!—луез! ра!кз гоипб
!ке еаг!к, Тегг. Ма^п. А!тоз. Е1ес!. 28, 83—8.
Пиддак и Сас (Р1ббиск Р. В., Зав В. К.), 1947. Тке Ме(ге-кПо§гап1-зе-
сопс! 8уз(ет о( Е1ес(пса1 Пт(з, Ме(киеп, Еопбоп.

Пирс и Курье (Реагсе Е>. С., Сигне В. XV.), 1949. Зоте диаШаНуе ге-
зикз оп (ке е1ес1г1Нсакоп о! эпоху, Сапаб. Л. Кев. А, 27, 1—8.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1952. С1всивз1оп оп ТкипбегЬокв, (ке е1ес(г!с ркепо-
тепа о! (кипбегз(огтз, 1Ча(иге, Ьопб. 169, 562.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1955а. Е1ес1гов1акс Пе1<1—скапдез кие (о Пр;к(тпр; 61-
зскаг^ез, <2иагЕ Л. К. Ме(. Зое. 81, 211—28.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 19555. Тке 6еуе1ортеп( о! Н^ккт’п^ сквскаг^ев, С>иаг(.
Л. К. Мек Зое. 81, 229—30.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1956. Тке тПиепсе о( 1п61У1биа1 уапакопв т (ке Не1б
скап^ез кие 1о 11^к(п1п^ б1зскаг2ез ироп (ке с1ев1^п апб реНогтапсе о( П^Ып1п^
Павк соип1егв, Агск. Ме!., ХУ1еп А, 9, 78—86.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1957. Р1ис1еаг ехр1ов1опз апб а ровв1Ые веси!аг уапа-
коп о! (ке ро(епНа1 §габ1еп( т (ке аЬпозркеге, Л. А(товрк. Тегг. Ркуз. 11, 71—2.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1958. Зоте (ор!св т а(тозркепс е1ес1пску, Кес. Абу.,
5—16.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1959. Зоте са1си1а(1опв оп габюасНх’е 1а11ои( хукк ев-
рес!а1 геТегепсез !о (ке веси1аг уапаНопв т ро(епка1 йга(1>еп( а( Езкба1етшг,
ЗсоПапб, СеоНз. Риг. Арр1. 42, 145—51.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1960. Акпозркепсз Ггот П^Ытпр; Пазкез укк ти1(1р1е
з(гокез, Л. Сеоркуз. Кез. 65, 1867—71.

Пирс (Р1егсе Е. Т.), 1964. РеНигЬаНопз ргобисеб Ьу ]‘е( апсгаП т (ке
еаг(к’з е1ес(п‘с Не(б, Л. Аррк Ме(еог. 3, 805—6.

Пирс и Вормель (Р1егсе Е. Т., ХУогтеП Т. XV.), 1953. Р1е1б скап^ез бие
(о Пйк(п1п§; б1зскаг§ев, Ткипбегз(огт Е1ес(г1ску, рр. 251—66.

Пирс и Уитсон (Ргегсе Е. Т., ХУкквоп А. Ь.), 1964. Тке уапаНоп о( ро-
1епНа1 §габ!еп( хукк аккибе акоуе §гоипб о! к!^Ь габюаскуку, Л. Сеоркуз. Кев.
69, 2895—8.

Пирси др. (Р1егсе Е. Т., Агпо1б Н. К-, Оептв А. 8.), 1962. Уегу Ьоху Еге-
диепсу Акпозркепсз бие (о Е1§к(п1п& Р1азкез, Керог! (о 1Л8АЕ оп Соп(гас( АЕ
33 (657)—7009, 8(ап(огб Кев. 1пз(. Меп1о Рагк, Сак, П. 8. А.

Пирси др. (Р1егсе Е. Т., Пабке К- М., МсКтпоп Р. Л.), 1960. Ап Ехреп-
теп(а1 1пуезНр;а(1оп о( Ие^аНуе Ро1п(-р1апе Согопа апб кз Ке1акоп (о Вак
и^Мпт^, Теск. Кер. Соп(гас( Ар 19 (604)—7342, Аусо Срп., ХУПтт^Хоп, Мазз.

Плювинаж (Ршу1па^е Р.), 1946. Ё1ибе (кёопдие е( ехрёптеп(а1е бе 1а
сопбисНЬПКё ё1ес(г!диё бапз 1ез пиа^ез поп ога^еих, Апп. Сёоркуз. 2, 31—54
апб 160—78.

Плювинаж и Роше (Р1иу1па^е Р., Коске Р.), 1947. Ье потЬге бе поуаи
бе сопбепвакоп а Гт(енеиг б’ип пиа§е, Апп. Сёоркуз. 3, 141—52.

Плювинаж и Шталь (Р1иута^е Р., 8(ак1 Р.), 1953. Ьа сопбискЬПкё
ё!ес(г1дие бапз Гаи бе Гт1апбз1з ^гоеп1апба1в, Апп. Сёоркуз. 9, 76—85.

Поллак (Ро11ак Ь. XV.), 1952. А сопбепзакоп пис1е! соип(ег хх'кк рко(о-
^гарк1с гесогбт^, СеоНз. Риг. Аррк 22, 1—9.

Поллак (РоПак Ь. XV.), 1959. Соипкп^ о! Аккеп пис1е! апб аррНсакопз
о! соипНпр; гезикв, 1п(. Л. А1г. Ро1к 1, 293—306.

Поллак и Метннекс (Ро11ак Ь. XV., Ме(п1екз А. Ь.), 1957. Рко(ое1ес(пс
сопбепвакоп пис1еоив соип(егз о! Ы§к ргес1в1оп (ог теавигт^ 1оху апб уегу 1оху
сопсеп(гаНопз о! пис!е1, СеоНз. Риг. Аррк 37, 174—82.

Поллак и Метннекс (РоПак Ь. XV., Ме(текз А. Ь.), 1959. Иеху саПЬга-
Нопз о! рко(о-е1ес(пс пис1еиз соип(егз, СеоНв. Риг. Аррк 43, 285—301.

Поллак и Метннекс (РоПак Ь. XV., Мс(текз А. к..), 1962. Оп (ке Уа-
Ибку о( Во1гтаппз б1з(пЬи(юп 1аш Гог (ке скаг^ез о( аегозо! раг(1с1ез т е1ес(п-
са1 едиШЬпит, СеоНз. Риг. Аррк 3, 111 -33.

Поллак и Морган (РоПак Ь. XV., Мог§ап XV. А.), 1940. Оп уапоиз
рко(о—е1ес(пс пис1еиз соип(егз, 1пвк МеЕ 8егу. (иприЬ).

Поллак н Мэрфи (РоПак Ь. XV., Мигрку Т.), 1952. 8атрИп^ о! сопбеп-
закоп пис1е! Ьу теапз о! а тоЬПе рко(о—е1ес(пс соип(ег, Агск. Мек, ХУ1еп А, ,
100—9.

Поллак и О’Коннор (РоПак Ь. XV., О’Соппог Т. С.), 1955а. Песау о!
аегозоК 1п впгаП апд уегу зтаП уеввек апд а вЕаНс гпеНгоб Гог бе(егт!пгпд Пае
з!хе о! пис!е1, СеоНз. Риг. Арр1. 31, 66—79.

Поллак и О’Коннор (РоПак Б. XV., О’Соппог Т. С.), 19556. А ркогое1е-
с(пс пис1еив сошНег о! Ыдк ргесгзгоп, СеоПз. Риг. Аррк 32, 139—46.

Поллок (РоПоск 3. А.), 1915а. Тке па!иге о! 1агде 1опз ш Нге а!г, РЫ1.
Мад. 29. 514—26.

Поллок (РоПоск Л. А.), 1915Ь. А пеш 1уре о! юп гп Нге агг, РИП. Мад. 29,
636—46.

Попов А. С., 1896. Аппарат для приема и регистрации электрических ко-
лебаний, Журн. Русск. Физ.-хим. Об-ва, 28, 7—9.

Пруппаше (РгиррсасНег Н. Е.), 1963а. ТЬе еПес! о! ап ех(егпа1 е1ес(пс
Пе1б оп Нге зирегсооНпд о! хуагег бгорз, Л. ОеорЬув. Кев. 68, 4463—74.

Пруппаше (РгиррасЬег Н. Е.), 1963Ь. ТЬе еИес1з о! е1ес(г1с Пе1бз оп с1оиб
рЬувгса! ргосеззез, 2. А. М. Р. 14, 590 9.

Пэйдж (Раде Н-), 1961. ТЬе зирргеввгоп о! согопа- апд ргесгрИаНоп-|'п1ег-
Гегепсс ш УНЕ гесерНоп, Ргос. I. Е. Е. 108, В, 469—70.

Пюрпнгер (РйЬппдег А.), 1961. ЕНе екМготадпеНзсЬе ТпбикНоп а1з
Сгипд1аде етег СетуИЕегНгеопе, АгсЬ. Мек, ХУгеп А, 12, 262—70.

Радж (Кибде XV. А. П.), 1914. Оп зоте зоигсев о! б1з(игЬапсе о! 1Ье пос-
та! а(тозркепс роЕепПа! дга<Неп(, Ргос. Коу. 8ос. А, 90, 571—82.

Райт (ХУпдЫ Н. Б.), 1933. Тке шПиепсе о( аНпозркепс виврепзоНв ироп
1Ье еагНг’з е1ес1пс Пе1б аз 1пб1са1еб Ьу оЬвегуаНопв а! Кегу ОЬвегуаЕогу, Ргос.
РЬув. 8ос., Ьопб. 45, 152—71.

Райт (ХУпдЫ Н. Е.), 1936. ТЬе зке о! аНпозрЬепс пис1ег; зоте бебисНопз
Ггот теазигетеп1в о! Нге питЬег о! сЬагдеб апд ипсЬагдеб пис1е! а! Кеи’ ОЬ-
зегуа!огу, Ргос. РЬуз. 8ос., Бопб. 48, 675—689.

Рамсей и Чалмерс (Катзау М. XV., СЬа!пгегз Л. А.), 1960. Меазиге-
теп!в оп Нге е1ес1псПу о! ргесгрИаНоп, Оиагк Л. К- Мек 8ос. 86, 530—9.

Ранге (Капдз), 1942. Сега! 1йг Меззипд бег 1и!(е1ек(г1всЬеп Ре1бв(агке,
2. XV. В., По. 699, ВНР Кек 11В/6022.

Ранке (КиЬпке Е. Н.), 1961а. ТЬе ЕПес! о! МгзтаксЫпд т Нге Меазиге-
теп! о! Агг-ЕаНЬ Сиггеп! ПепзИу, И. 8. А. 8. К- О- Б- ТесЬ. Кер. 2232.

Ранке (КиЬпке И. Н.), 1961Ь. Тке сЬапде о! (ке зтаИ 1оп бепзИу бие 1о
сопбепзаНоп пис1ег апб Нге ге1аНоп 1о (ке ехНпсНоп соеГПсгеп! о! НдЫ, Ргос. 1п(.
СопЕ Оп 1отгаНоп о! Нге Ли, рр. 2—13.

Ранке (КиЬпке Ь. Н.), 1962. Е1ес(пса1 сопбисНуИу о! агг оп Нге Сгееп1апб
1се—сар, Л. СеорЬуз. Кез. 67, 2767—72.

Расселтвед (КиззеНуеб! ЬЕ), 1925. 1пз(гитеп(е ипб АррагаЕе Гйг с!(е
1иНе1ек(:п5сЬеп ПпЕегзисЬипдеп ап бет те(еого1од(вскеп ОЬзегуа(ог!ит т Аз,
ВегЬ. ЛЬ. Ыог\уед. Ме1, 1пзк, 11—15.

Растоджи (Каз(од1 К- С-), 1962. ТЬипбегвЕогтз апб зрогаб'с-Е 1ауег юп(-
гаНоп оуег ОНагуа, Сапаба, Л. АНпозрЬ. Тегг. РЬуз. 24, 533—40.

Рейнольдс (Кеупо1бз С. Т.), 1956. Совете гауз апб е1етеп1агу рагНс!ез,
Ыо(ез оп 1ес1игез а! 1трепа1 СоПеде, Еопбоп.

Рейнольдс (Кеупо1бз 8. Е.), 1953. ТЬипбегз1огт ргес!рИаНоп дгоуЛЬ апб
е1ес(нса1 сЬагде депегаНоп, ВиП. Атег. МеЕ 8ос. 34, 117—23.

Рейнольдс (Кеупо1бз 8. Е.), 1954. Сотрепбшт о! ТЬипбегвЕогт Е1ес(псИу,
11. 8. 8гдпа1 Согр. КезеагсЬ Керог! (8осогго, ЬЕ М.).

Рейнольдс и Брук (Кеупо1бз 8. Е., Вгоок М.), 1956. Согге1аНоп о{ 1Ье
тИ!а1 е1ес!пс Пе1б апб (Ье габаг есЬо т 1Ьипбегз(огтз, Л. Мек 13, 376- -80.

Рейнольдс и Брук (Кеупо1бз 8. Е., Вгоок М.), 1962. ТЬипбегзкггт е1е-
с(гИ1саНоп, Оиагк Л. К. Мек 8ос. 88, 550—1.

Рейнольдс и Нейл (КеупоЮв 8- Е., ПеП] Н. XV.), 19а5. Тке бгзНгЬиНоп
апб бгзсЬагде о! Нгипбегз(огт сЬагде сепЕегв, Л. Мек 12, 1—12.

Рейнольдс и др. (Кеупо1бз 8. Е., Вгоок М., СоиНеу М. Р.), 1957. ТЬип-
бегв(огт сЬагде зерагаНоп, Л. МеЕ 14, 426—36.

Рейтер (КеИег К), 1955а. ЕгдеЬтзве 1иИе1ек1пзсЬег Мезвипдеп аи! бет
2идврИгр1аН гт 2500 т 8ееЬбЬе, СеоНз. Риг. Аррк 30, 155—9.

Рейтер (КеИег К), 1955Ь. ЕтПйззе те(еого1од1вскег Ретуогдапде аи! баз
УегЬаИеп 1иНе1ек1пвскег Сгбвзеп т уегвсЫебепеп НбЬепзкИеп, МеЕ КбзсЬ. 8,
127—33.
Рейтер (Рекег Р.), 1957. Ваз УегкаКеп 1иГ(е!ек(г!зскег Сгбззе ггакгепд
ГСедегзскк^ 1п уегэсЫедепеп НбкепэкАеп, эупоркзск Ье(гаск(е(, МеЕ Рдзск. 10,
63—73.

Рейтер (Ре!(ег Р.), 1959. Хит ЕтПизз бег паЫгкскеп ипд кйпзк!зскеп
Рад!оакку!(а( дез Аегозо1з аи! 1иПе1ек(пзске. Е1етеп1е ип!ег Вегйскз!сккр;ип2 дез
Сгадез дег ЬиГЛуегипгет^ип^, 2. АегозоЕЕогзск и. Ткег. 8, 3—23.

Рейтер (Ре!(ег Р.), 1960. Ваз 1иГ(е1ек(п8ске Егзскешип^зЬПд дез ЗйдГбкпз
1п деп Могда1реп паск зупор(!зск—ккта(о1ор;!8скеп Стп(егзискип§ 1т ХУеКегзГет-
^еЫг^е 1955 Ыз 1959, Агск. Мек, \У(еп А, 12, 72—124.

Рейтер (РеИег Р.), 1965. РгеЫркаНоп апд с1оид е1ес!псИу, (^иагк Л. Р.
МеЕ Зое., 91, 60—72.

Рейтер и Карнут (РеНег Р., Сагпи(к XV.), 1965. Ап а(то8ркепс-е1ес(пс
Геед—Ьаск ргосезз аз а розз1Ые соп(пЬи(!оп 1о (кипдегзГогт е1ес(г!Г'.са(!оп, Л.
А1тозр11. Тегг. Ркуз. 27, 673—705.

Релей (Рау1е1^к, Богд), 1879. Тке тПиепсе о( е'есГпску оп соШдтр; \уа(ег
дгорз, Ргос. Роу. Зое. 28, 406—9.

Ремиллард (РетШагд XV. Л.), 1960. Тке Асоизксз оГ Ткипдег, Асоизксз
Резеагск Так. Нагуагд (Соп(гас( Хопг 186624), Теск. Мето. 40, рр. 145.

Рикке (Р1еске Е.), 1903. ВеНгаее гиг Текге дет ТиГ(е1ек(г!х!(а( Апп. Ркуз.
12, 52—84.

Рич (Р1ск Т. А.), 1955. А рко(о-е1ес(пс пис1еиз соипЛег шкк зЫе д!зспгш-
пакоп, Сеокз. Риг. Аррк 31, 60—65.

Рич и др. (Р!ск Т. А., Ро11ак Б. XV., МеЛп!екз А. Б.), 1962. Оп (ке (1те ге-
дшгед Гог аегозо1з (о геаск е1есЛпса1 едиШЫтит, ОеоПз. Риг. Арр!. 51, 217—24.

Робинсон (РоЫпзоп С. В.), 1951. ТкипдегзЛогт е1есЛг!ГЛсаЛ!оп, Ме(. Ма^.,
Ьопд. 80, 15—18.

Ром ас (Ве Ротаз Л.), 1753. Мётойе ои, аргёз ауой доппё ип тоуеп а!зё
роиг ёГеуег ГогЛ каиЛ, е( а реи де Гга1з ип согрз ё!ес(пзаЫе !зо1ё, оп гаррогЛ 1ез
окзегуаНопз ГгаррапЛез ди! ргоиуепЛ дие р1из 1е согрз 1зо1ё езЛ ё!еуё аи-деззиз
де 1а Тегге, р1из 1а Геи д’ё1есЛпс!Лё ез( акопдапЛ, МеЛ. Асад., Вогдеаих.

Россман (Роззтап Е.), 1948. Уот ЛЛгзргип^ дег СехуйЛегеккЛпхйаЛ, МеЕ
Рдзск. 1, 193—5.

Россман (Роззтап Е.), 1950. БиГЛе1ек(г!8ске Меззип^ т!ЛЛек Зе^еШи^хеи-
§еп. Вег. В(зск. ХУеЛЛегд., 1Л. 8. 2опе, 1\То. 15.

Руми (Рит! О. С.), 1957. УЕ1Е гадаг ескоез аззос!а(ед \у!(к а(тозркепс
ркепотепа, Л. Сеоркуз. Рез. 62, 547—64.

Руттенберг и Хольцер (РиЛЛепЪег^ 8., Е1о1хег Р. Е.), 1955. АЛтозрке-
пс е1есЛпса1 теазигетеп(з т (ке РасШс Осеап. ХУепЛ\уог(к СопГ., рр. 101—8.

Сагалин (8а§а1уп Р. С.), 1958а. Тке ргодисЛюп апд гетоуа! оГ зтаП !опз
апд скаг^ед пис1е! оуег Гке АЛкпкс Осеап, Рес. Аду., рр. 21—41.

Сагалин (8а^а1уп Р. С.), 1958Ы З^пШсапсе оГ (ке гаЛю оГ (Не рокг соп-
дискуШез т ге^юпз о! уапаЫе роПикоп соп(еп(, Рес. Аду., рр. 235—7.

Сагалин (8а§а1уп Р. С.), 1965. 8расе ексЛпсйу: ркуз!са! ргоЫетз апд
ехрептепЛа! Лесктдиез, РгоЫетз, 548—65.

Сагалин и Фаушер (8а^а1уп Р. С., Еаискег С. Е.), 1954. АйсгаГЛ !пуе-
з(!р;акоп оГ (ке 1аг§е !оп соп(еп( апд сопдискуйу о( (ке аЛтозркеге апд (ке!г ге-
ккон (о теЛеого1ор;!са1 Гас(огз, Л. АЛтозрк. Тегг. Ркуз. 5, 253—72.

Сагалин и Фаушер (8а^а1уп Р. С., Еаискег С. Е.), 1956. 8расе апд к-
те уанакопз оГ скаг^ед пис1е! апд е1есЛпса1 сопдискуйу оГ (ке а(тозркеге,
СиагЛ. Л. Р. Мек Зое. 82, 428—43.

Сайерс (8ауегз Л.), 1938. 1отс гесотЫпакоп т а!г, Ргос. Роу. 8ос. А, 169,
83—101.

Саланаве (Закпауе Б. Е.), 1965. Тке ркоЛо^гаркк зресЛгит оГ И^кЛптр;:
деЛегттаЛюпз о! скаппе! ЛетрегаЛиге Ггот зПкезз вресЛга, РгоЫетз, рр. 371—83.

Саланаве и Брук (8а1апауе Б. Е„ Вгоок М.), 1965. Е^кЛЫп^ ркоЛо-
§гарку апд соипкп^ 1п дауП^кЛ, Л. Сеоркуз, Рез. 70, 1285—9.

Салливан и Уэллс (8и11!уап А. XX'., ХХ'еПз Л. В.), 1957. А И^кЛЫп^
зйоке соипЛег, Ви11. Атег. Мек Зое. 38, 291—4.

Сартор (ЗагЛог В.), 1954. А 1аЪога(огу туезк^акоп оГ соИгзгоп еГПаеп-
Ыез, соакзсепсе апд е1ес(пса] скаг^!п^ о! з!ти1а(ед с1оид дгор1е(з, Л. Мек 11,
91—103.
Сартор (ЗагЕог В.), 1960. 8оте е1ес1гозЕаЕЕс с1оий—йгор1еЕ соЕкзЕоп еГП-
сЕепсЕез, .1. Сеоркуз. Кез. 65, 1953—58.

Сартор (ЗагЕог Я. В.), 1961. СакЫакопз оЕ сЕоий е1ес1пПсаНоп Ьазей оп
а уепега! скаг^е-зерагаЕЕоп тескашзт, 3. Сеоркуз. Кез. 66, 831—8.

Сартор (ЗагЕог 3. О.), 1963. Каско еппззюп Егот сЕоийз, 3. Сеоркуз.
Кез. 68, 51—69—72.

Сартор (ЗагЕог X О.), 1965. 1пйис1Еоп скагрпр; ЕкипйегзЕогт тескапЕзт,
РгоЫетз, рр. 307—10.

Сван (Зхуапп XV. Р. С.), 1913. Тке аЕтозркепс роЕепка! ^гайЕепЕ апй а Екео-
гу аз 1о 1ке саизе о! Из соппесЕЕоп хукк о!кег ркепотепа т аЕтозркепс е!есЕп-
сИу, Тегг. Мауп, А1тоз. Е1ес1. 18, 163—82.

Сван (Зшапп XV. Р. С.), 1914а. Тке (кеогу о! еЕесЕгЕса! йЕзрегзЕоп 1п1о 1ке
1гее аЕтозркеге, шкк а скзсиззюп о! 1ке 1кеогу о! Еке СегсНеп сопйисЕЕуЕЕу арра-
гаЕиз, апй о! Еке Екеогу оЕ Еке соПескоп оЕ гайЕоаскуе йерозЕЕ Ьу а скаг^ей соп-
йисЕог, Тегг. Март АЕтоз. Е1есЕ. 19, 81—92.

Сван (Зхуапп XV. Р. С.), 1914Ь. Оп сегЕат пеху аЕтозркепс—е!есЕпс тзЕш-
тепЕз апй теЕкойз, Тегг. Ма^п. АЕтоз. Е1есЕ. 19, 171—85.

Сван (Зхуапп XV. Р. С.), 1915. Тке аЕтозркепс—еЕесЕпс оЬзегуакоп оп Еке
ЕЫгй сгшзе о! Еке Сагпере, 1914, КерогЕ апй йшсиззЕоп, Тегг. Марь АЕтоз. Е1есЕ.
20, 13—48.

Сван (Зхуапп XV. Е. С.), 1955. Тке ргезеп! зЕаЕе оЕ аЕтозркепс еЕесЕпсЕЕу,
ХУепЕхуогЕк СопЕ., рр. 3—10.

Свердруп (Зуегйгир Н. 11.), 1927. Марсекс, АЕтозркепс ЕЕесЕпс апй Аи-
гога1 КезиИз, Маий ЕхрейИюп, 1918—25, РиЫ. Сагпере 1пзЕп. ХУазкЕп^Еоп В. С.,
Ыо. 175, 6, 425—60.

Сербу и Трент (8егЬи С. Р., ТгепЕ Е. М.), 1958. А зЕийу о! Еке изе о!
аЕтозркепс еЕесЕпс теазигетепЕз т Гор; ЕогесазЕЕпр Тгапз. Атег. Сеоркуз. 1Йп.
39, 1034—2.

Сиварамакрншнан (ЗЕуагатакпзкпап М. V.), 1952. Скапрз оЕ аЕто-
зркепс е1ес!пс роЕепЕЕа! райЕепЕ аЕ Роопа йипп^ йЕзЕигЬей хуеаЕкег, 1пйЕап й.
МеЕ. Сеоркуз. 4, 62—75.

Сиварамакрншнан (ЗЕуагатакпзкпап М. V.), 1957. РоЕпЕ йЕзскагр
сиггепЕ, Еке еагЕк’з еЕесЕгЕс ЕЕеЕй апй га1п скагрз йипп^ ЙЕзЕигЬей шеаЕкег аЕ
Роопа, 1пйЕап й. МеЕ. Сеоркуз. 8, 379—90.

Сиварамакрншнан (ЗЕуагатакпзкпап М. V.), 1960. Тке ге1акоп Ье-
Ехуееп гаЕпйгор зЕхе йЕзЕпЬикоп, гаЕе оЕ гаЕпГаП апй Еке е1есЕпс ска гр сагпей
йохуп Ьу гаЕп Еп Еке ЕгорЕсз, 1пй1ап й. МеЕ. Сеоркуз. 11, 258—68.

Сиварамакрншнан (ЗЕуагатакпзкпап М. V.), 1961. Тке опрп оЕ е1е-
Епс скагр сагпей Ьу ЕкипйегзЕогт гаЕп, 1пй1ап й. МеЕ. Сеоркуз. 12, 447—64.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1905. АЕтозркепс еЕесЕпсЕЕу Еп Ек^к 1аЕЕ1ийез,
Ркк. Тгапз. А, 205, 61—97.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1909. Оп Еке еЕескгЕсЕЕу оЕ гаЕп апй ЕЕз опрп
Еп ЕкипйегзЕогтз, Ркк. Тгапз. А, 209, 379—413.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1910. ЕагЕк—аЕг е1есЕпс сиггепЕз, Ркк. Мар 19,
715—25.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1915. Тке еЕесЕпсЕЕу оЕ аЕтозркепс ргесЕрЕЕа-
коп, Ркк. Мар 30, 1—12.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1919. Вгк. АпЕагс. Ехрей. 1910—13. МеЕеого-
1<>2У (СаЕсиЕЕа), 1, 302—12.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1926. Оп к^ЬЕтпр Ргос. Коу. Зое. А, 111,
56—67.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1927. Тке тескапЕзт оЕ а ЕкипйегзЕогт, Ргос.
Коу. Зое. А, 114, 376—401.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1942. Тке еЕесЕпсЕЕу оЕ сЕоий апй гаЕп СиагЕ.
й. К. МеЕ. Зое. 68, 1—34.

Симпсон (ЗЕтрзоп С. С.), 1949. АЕтозркепс еЕесЕпсЕЕу йигЕп^ ЙЕзЕигЬей
хсеаЕкег, Сеоркуз. МеЕ., Топй. 84, 1—51.

Симпсон и Райт (ЗЕтрзоп С. С., ХУгЕ^кЕ С. 8.), 1911. АЕтозркепс еЕе-
сЕпсЕЕу оуег Еке осеап, Ргос. Коу. 8ос. А, 85, 175—99.

Симпсон и Робинсон (ЗЕтрзоп С. С., КоЫпзоп С. О.), 1940. Тке ЙЕ-
зЕпЬикоп оЕ еЕесЕпсЕЕу Еп ЕкипйегсЕоийз II, Ргос. Коу. Зое., А, 177, 281—329.
Симпсон и Скрэйз (Зторзоп С. С., Зсгазе Р. Л.), 1937. ТЬе д181пЬиПоп
оЛ е1есЛпс!1у 1п 1Ьипдегс1оидз, Ргос. Ноу. Зое. А, 161, 309—52.

С кор ер (Зсогег Р. 8.), 1963. С1оис1 потепс1аЛиге, С>иаг1. Л. р. МеЛ. 8ос. 89,
248—53.

Скрэйз (Зсгазе Р. Л.), 1933. ТЬе аи—еаг!Ь сиггепЛ а Л Кете ОЬзегуаЛогу,
СеорЬуз. Мет., Топе!. 58.

Скрэйз (Зсгазе Р. Л.), 1934. ОЬзегуаЛюпз оЛ аЛтозрЬепс е!есЛпс1Лу а! Кете.
А зигуеу оЛ гезиИз оЬЛатед (Тот 1843 Ло 1931, СеорЬуз. Мет., Ьопд. 60.

Скрэйз (Зсгазе Р. Л.), 1935а. ТЬе сЬаг^ед апд ипсЬаг^ед пис1еЛ т ЛЬе аЛ-
тозрЬеге апд 1Ье1г раг! 1п аЛтозрЬепс юпЛгаНоп, СеорЬуз, Мет., Ьопд. 64.

Скрэйз (8сгазе Р. Л.), 1935Ь. 8оте теазигетепЛз оЛ ЛЬе уапаЛюп оЛ роЛеп-
Л1а1 2гай1еп1 теИЬ Ье1’§Ы пеаг ЛЬе ^гоипй а! Кете ОЬзегуа!огу. СеорЬуз. Мет.,
Топс1. 67.

Скрэйз (8сгазе Р. Л.), 1938. Е1есЛпс11у оп гат. СеорЬуз. Мет., Топе!. 75.

Смайс (ЗтуЛЬе Р. 8.), 1950. СНтЬз т ЛЬе СапаЛап РосИез, рр. 251—3,
Ноддег апд 8Лоир;Ь1оп, Топдоп.

Смидди и Чалмерс (Зпидду М., СЬаЬпегз Л. А.), 1958. ТЬе доиЫе Л1е1д-
тП1, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 12, 206—10.

Смидди п Чалмерс (8т1дду М., СЬа1тегз Л. А.), 1960. МеазигетепЛ
о! зрасе сЬагре 1п ЛЬе 1отеег аЛтозрЬеге, СиагЛ. Л. Р. МеЛ. Зое. 86, 79—84.

Смит (ЗпиЛЬ Ь. С.), 1951а. В1ззегЛаЛ1оп, Рат Е1есЛпс1Лу, СатЬпдре ЛЛту.

Смит (8т1ЛЬ Ь. С.), 1951Ь. 1п В1зсиз51оп оп С1оид РЬузхз, СиагЛ. Л. Р. МеЛ.
Зое. 77, 683.

Смит (ЗпиЛЬ I.. С.), 1953. Оп ЛЬе саИЬгаИоп оГ сопдисЛ1У1Лу теЛегз, Реу. Зек
ЛпзЛгит. 24, 998.

Смит (ЗгтЛЬ Т. С.), 1954. Е1есЛпс Л1е!д теЛег теНЬ ехЛепдед гап^е, Реу.
Зек 1пзЛгит. 25, 510—13.

Смит (ЗпиЛЬ I. С.), 1955. ТЬе е1есЛп'с сЬаг^е о( гатдгорз, СиагЛ Л. Р. МеЛ.
8ос. 81, 23—47.

Смит (ЗпиЛЬ Ь. С.), 1957. 1пЛгас1оид Н^ЬЛпт^ сНзсЬаг^ез, (ЗиагЛ. Л. Р. МеЛ.
Зое. 83, 103—11.

Смит (ЗпиЛЬ Т. С.), (ед.), 1958. РесепЛ Адуапсез т АЛтозрЬепс Е1есЛпс1Лу,
Ргосеедт§;з оЛ 2пд ХУепЛтеогЛЬ СопГегепсе, Регр;атоп Ргезз, Мете Тоск.

Смит (ЗгтЛЬ Ь. С.), 1959. Ап-еагЛЬ сиггепЛ Ьу ХУПзоп’з теЛЬод (ОприЬН-
зЬед).

Соссюр (Бе Заиззиге Н. В.), 1779. Уоуарез дапз 1ез А1рез (Сепеуа).

Стеко льни ков и Валеев (8Леко1п1коу Ь. Л., Уа1ееу С.), 1937. СопП.
ЛпЛ. Сг. Рез. Ё1есЛ., Рарег, 330.

Стерджис (ЗЛегррз С. С.), 1954. ЗЛиду оГ аЛтозрЬепс юпз 1п а поп-едиШ-
Ьпит зузЛет, Л. СеорЬуз. Рез. 59, 63—6.

Стерджис и Дойль (8Лег§1з С. С., Соу1е Л. XV.), 1958. ЁосаЛюп оЛ пеаг
Н^ЬЛпЛп^ ЫзсЬаг^ез, Рес. Аду., рр. 589—97.

Стерджис и др. (ЗЛегррз С. С., СогопШ 8. С., Ыахагек А., КоЛез С. Е.,
Зеутоиг О. XV., ХУегте Л. XV.), 1955. Сопдисруку теазигетепЛз 1п ЛЬе зЛгаЛо-
зрЬеге, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 6, 233—42.

Стерджис и др. (ЗЛегррз С. С., Рет С. С., Кап^аз Т.), 1957а. Е1есЛпс
Л1е1д теазигетепЛз т ЛЬе зЛгаЛозрЬеге, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 11, 77—82.

Стерджис и др. (ЗЛегррз С. С., Рет С. С., Кап^аз Т.), 1957Ь. Е1ес1пс
Лге1д теазигетепЛз аЬоуе ЛЬипдегзЛогтз, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 11. 83—90.

Сто ккил (ЗЛоскШ Л.), 1954. Е1есЛпс сЬаг^е оЛ гат, (СприЬНзЬед).

Стори (ЗЛогеу Ь. Р. О.), 1953. Ап туезЬдаЛюп оЛ теЫзЛПп^ аЛтозрЬепсз,
РЫ1. Тгапз. Роу. Зое. А, 246, 113—41.

Стотт и Хатчинсон (ЗЛоЛЛ В., НиЛсЫпзоп XV. С. А.), 1965. ТЬе е!ес(п-
НсаНоп оЛ Лгеехтр; теаЛег дгорз, СиагЛ. Л. Р. МеЛ. Зое. 91, 80—6.

Стюарт (ЗЛетеагЛ К. Н), 1960. 8оте гесеп! сЬапрез 1п аЛтозрЬепс е1е-
сЛп’сИу апд ЛЬе!г саизе, СиагЛ. Л. Р. МеЛ. Зое. 86, 399—405.

Сэпсфорд (ЗарзЛогд Н. В.), 1937. 1пГ1иепсе оЛ роПиНоп оп роЛепНа!
§гад1епЛ аЛ Ар1а, Тегг. Март. АЛтоз. Е1есЛ. 42, 153—8.

Такаги (Такарр М.), 1961. ТЬе тесЬатзт о! д18сЬаг^е5 1п а ЛЬипдег-
с1оид, Ргос. Рез. ЛпзЛ. АЛтозрЬепсз, Ма^оуа 1Лп1у. 8В, 1—106.
Такахаси (ТакаЬазЫ Т.), 1962. Е1ес!пс сЬагре репегаНоп Ьу Ьгеакшр о!
1се р!есе. 5. Мек 8ос., Ларап 40, 277—86.

Такеути и др. (ТакеиН Т., ЬЫкагУа Н., Такар! М.), 1958. Оп !Ье гоП1
!уре е1ес!пс Пе1д те!ег, Ргос. Рез. 1пз!. АГтозрЬепс, Мароуа Ып1у. 5, 64—70.

Такеути и др. (ТакеиН Т., 1зЫкаша Н., Такар! М.), 1960. Оп !Ье с!оис1
д18скагре ргеседтр Нге !!гз! ргоипд вДоке, Ргос. Кез. 1пзк АЬпозрЬепсз, Мароуа
ТДиу. 7, 1—6.

Тамм (Татт Р.), 1901. ОЬег деп ЕтПизз дез ЬЫдгискез ипд дег ЬиШеисЬ-
НркеН аи! (Не ЕпНадипр з!аНзсЬег Е1ек!гш!а! аиз ЗрИхеп, Апп. РЬуз. Ерх. 6,
259—79.

Та мура (Татига У.), 1954. Ап апа1уз1з оГ е1ес!пс Не1д аПег ИрМптр дь
зсЬагрез, Я. Сеотарп. Сеое1ес!., Куо!о 6, 34—46.

Та мура (Татига У.), 1956. Е1ес!гШса!!оп о! Мтог ЗЬотоег С1оидз, Керог!
оп Соп!гас! АР 62 (502)—1219.

Та мура (Татига У.), 1958. ШуезНраНопз оп 1Ье е1ес!пса1 з!гис!иге о!
йшпдегзШгтз, Кес. Аду., 269—76.

Томас и Финч (ТЬотаз О. О. А., РтсЬ Н. XV.), 1950. А з1тр1е у!Ьга!тр
сопдепзег уоИте!ег, Е1ес1гоп1с Епргр. 22, 395—8.

Томсон Дж. Дж. (ТЬотзоп Л. Л.), 1898. Оп !Ье сЬагре о! е1ес!пс!!у саг-
пед Ьу ЛЬе юпз ргодисед Ьу КбпЛреп гауз, РЫ1. Мар. 46, 528—45.

Томсон Дж. Дж. и Томсон Дж. П. (ТЬотзоп Л. Л., ТЬотзоп О. Р.),
1928, 1933. ТЬе СопдисНоп о! Е1есЛг!с!Лу ЛЬгоирЬ Оазез, 1Лту. Ргезз, СатЬпдре.

Т о м м а з п н а (Тоттазта М. Т.), 1900. АШ. Ассад. Спота сП. зек па!.,
Са!оп1а 1.

Торпейн (Тиграт А.), 1905. АррагеП роиг ГоЬзегуаЕоп е! Гепгер!зЛгетеп!
аи1отаШ|11е дез Огарев, Л. РЬуз. 4, 512—3.

Торресон (Тоггезоп О. XV.), 1939. СопдепзаНоп пис1е! Ш !Ье а!тозрЬеге
1п Реги, апд !Ье1г ге1а!юп !о аЛтозрЬепс—е1ес!пса1 апд теЛеого1ор1са1 оЬзегуа-
!юпз, Тегг. Марп. А!тоз. Е1ес!. 44, 59—74.

Торресон и Уэйт (Тоггезоп О. XV., ХУаП О. К), 1934. МеазигетепЛз 01
!о!а1 писЫ, о! ипсЬагред пис1е! апд о! 1агре 1опз т ЛЬе !гее а!тозрЬеге а!
ХУазЫпрЛоп, О. С., Тегг. Марп. А!тоз. Е1ес!. 39, 47—64.

Торресон и Уэйт (Тоггезоп О. XV., ХУаИ С. К-), 1948. АЛтозрЬепс е1е-
сЛпс гезиИз Дот Ниапсауо ОЬзегуа!огу, Реги. 1924—34. Кез. Вер!. Тегг. Марп.
РиЬ., 175.

Торресон и др. (Тоггезоп О. XV., С1зЬ О. Н., Рагктзоп XV. С., ХУаИС. К.),
1946. 8с!епЛШс КезиИз о! Сгшзе VII о! !Ье Сагпер!е диппр 1928—29, РиЬ. Саг-
пер!е 1пз!п., ХУазЫпрЛоп, Б. С., Ь1о. 568.

Трамп и др. (Тгитр Л. С., 8аНогд Е. Л., уап де СгааИ К- Л.), 1940. Сепе-
гаНпр уо1!те!ег Тог ргеззиге—тзиЫед Н. V. зоигсез, КеУ. 8сй 1пз!гит. 11, 54—6.

Тричел (ТпсЬе! С. XV.), 1938. ТЬе тесЬашзт о! !Ье пераЛ!уе рот! !о р1апе
согопа пеаг опзе!, РЬуз. КеУ. 54, 1078—84.

Тума (Тита Л.), 1899. ЕиИе1ек!пг!Ла!те88ипреп 1т ЕиИЬаПоп, 8. В. Акад.
ХУ1зз., ХУ1еп 108, 227—60.

Тумей (Ту/отеу 8.), 1956. ТЬе е1ес!гШса!юп о! !пд!у!диа1 с1оид дгор!е!з,
ТеПиз 8, 445—51.

Тумей (Тхуотеу 8.), 1957. Е1ес!пса1 сЬагре зерагаНоп 1п зиЬДеехтр си-
тиП, ТеПиз, 9, 384—93.

Уайт (ХУаИ С. К), 1931. Вшгпа! уапаНоп оГ сопсепЛгаЛ1оп о! сопдепзаНоп
пис1е! апд о! сег!а!п аЛтозрЬепс—е1ес!пс е1етеп!з а! ХУазЬ!пр!оп, В. С., Тегг.
Марп. А!тоз. Е1ес!. 36, 111—31.

Уайт (ХУаИ С. К.), 1932. ТЬе АНкеп роске! пис1е!—соип!ег, Ве!Лг СеорЬуз.
37, 429—39.

Уайт (ХУаИ С. К), 1935а. Сотри!ед апд оЬзегуед га!ез о! зтаП-юп рго-
дисНоп т Ше а!тозрЬеге, Тегг. Март А!тоз. Е1ес!. 40, 209—14.

Уайт (ХУаИ С. К-), 1935Ь. ТЬе тЛегтед!аЛе юп о! !Ье аЛтозрЬеге, РЬуз. Кеу.
48, 383.

Уайт (ХУаИ С. К), 1946. 8оте ехрептепЛз ге1аЛ!пр !о !Ье е1ес!пс сопдисН-
\Пу оЛ !Ье 1о\уег а!тозрЬеге, Л. ХУазЬ. Асад. 8ск 36, 321—43.

Уайт (ХУаН С. К.), 1950. Меазигетеп!8 Ьу а!гр1апе о! !Ье е1ес!пс сЬагре
ра881пр уегНсаПу !ЬгоирЬ ШипдегзШгтз !о ргоипд, АгсЬ. Ме!., ХУ1еп А, 3, 70—6.
Уайт и Мак-Ниш (ХУаК С. К,, МсЬКзЬ К. С.), 1934. АЬпозрЬепс югпха-
(юп пеаг (Ье ргоипб биг(пр (ЬипбегзЫгтз, Моп(Ь. ХУеа(Ь. Неу. 62, 1—4.

Уайт и Паркинсон (ХУаН 6. К-, Рагктзоп XV. П.), 1951. 1опз 1п (Ье а(-
тозрЬеге, Сотрепдшт оГ Ме(еого1ору, 120—7.

Уайт и Торресов (ХУа(( С. К., Тоггезоп О. XV.), 1935. Багре—юп соп-
(еп( апй (Ье зтаП—юп соп(еп( о! а!г (и оссир(еб гоотз, Л. Атег. 8ос. Неа(. Хлеп-
Н1. Епргз. 7, 105.

Уилкинс (ХУПктз Е. М.), 1964. ТЬе го1е о! е1ес(пса1 рЬепотепа аззос(а(еб
\у((Ь (огпабоез, Л. СеорЬуз. Кез. 69, 2435—47.

Уильямс (ХУПКатз Л. С.), 1958. Зоте ргорег(кз о! Нге кадег роз(((уе
сЬагре (п (Ьипбегскибз, Кес. Абу., 425 9.

Уильямс и Брук (ХУПКатз П. Р., Вгоок М.), 1963. МарпеНс теазиге-
теп!з о! йшпегз(огт сиггеп1з. 1. Сопбпшпр сиггеп!з т И^Ыпгп^, Л. СеорЬуз.
Кез. 69, 3243—7.

Уиппл (ХУЫррк Е. С.), 1964. Е1ес(псИу т (Ье (еггез(г(а1 а(тозрЬеге аЬоуе
(Ье ехсЬапре 1ауег, РгоЫетз, рр. 123—39.

Уиппл (ХУЫррк Р. Л. XV.), 1929а. Оп (Ье аззошаНоп о! (Ье Ыпгпа! уапа-
(юп о( ексШс ро(еп(1а1 ргаб(еп( т Нпе хуеаЫег ху((Ь (Ье б(з(пЬи((оп оГ (Ьипбег-
зЛогтз оуег (Ье р1оЬе, Оиаг(. Л. К- Ме(. Зое. 55, 1—17.

Уиппл (ХУЫрр1е Е. Л. XV.), 1929Ь. Ро(еп((а1 ргаб(еп( апб а(тозрЬепс ро11п-
Ноп; (Ье (пПиепсе о! зиттег ((те, Оиаг(. Л. К. Ме(. Зое. 55. 351—61.

Уиппл (ХУЫрр!е Р. Л. XV.), 1932. Оп ро(еп((а1 ^хгасНеп!: апс! (Ье а(г—еаг(Ь
сиггеп(, Тегг. Марл. А(тоз. Е1ес(. 37, 355—9.

Уиппл (\УЬ(рр1е Р. Л. XV.), 1933. Ке1а((опз Ье(\уееп (Ье сотЫпаНоп соеШ-
с(еп(з о! а(тозрЬегк (опз, Ргос. РЬуз. Зое., Бопб. 45, 367—80.

Уиппл и Чалмерс (ХУЫррк Р. Л. XV., СЬаЬпегз Л. А.), 1944. Оп ХУПзоп’з
(Ьеогу оГ (Ье со11ес((оп о! сЬагре Ьу 1а1Кпр бгорз, Оиаг(. Л. К- Ме(. Зое. 70, 103—
20.

Уиппл и Скрэйз (ХУЫррк Р. Л. XV., Зсгазе Р. Л.), 1936. Рот! 6(зсЬагре
(п (Ье е1ес(г(с Пе1с1 о{ (Ье еаг(Ь, СеорЬуз. Ме(., Бопб. 68, 1—20.

Уман (ТЛтап М. А.), 1962. Веаб КрМтпр апб (Ье ртсЬ еПес(, Л. А(тозрЬ.
Тегг. РЬуз. 24, 43—5.

Уман ((Лтап М. А.), 1964. ТЬе 6(ате(ег о( НрМшпр, Л. СеорЬуз. Кез. 69,
583—95.

Уолл (ХУаП Е.), 1948. Паз СетоПкг, ХУе((. и. ККт. 1,8—21, 64—74, 193—
204, 321—6.

Уолл (ХУаП XV.), 1710. ЕхрептеЫз оп (Ье Ыпмпоиз диаННез о! атЬег, <Ка-
топбз апб ригт 1ак. РЫ1. Тгапз. 26, р. 71.

Уоллес (ХУаПасе Б.), 1960. Ыо(е оп (Ье зрес(гит о( КрМтпр (п (Ье ге-
рюп 3670 (о 4280 А, Л. СеорЬуз. Кез. 65, 1211—14.

Уотсон (ХУа(зоп К- Е.), 1929. Меазигетеп(з о! (Ье еИесНуе е1ес(пса1 соп-
бис(м(у о! (Ье а(г апб (Ье еаг(Ь’з е1ес(пс Не1б а( апб пеаг ргоипб 1е\'е1 Ьу
теапз о! (Ье ХУПзоп Ытуегза! е1ес(готе(ег, СеорЬуз. Ме(., Бопб. 45.

Уотсон Уатт и Хэрд (ХУа(зоп ХУаК К. А., Негб Л. Р.), 1926. Ап т-
з(ап(апеоиз б(гес(—геабтр габюропютекг, Л. 1пз(. Е1ес(. Епргз. 64, 611—22.

Уши кава (БкЫкахУа К.), 1961. А(тозрЬепс екскк рЬепотепа т (Ье ир-
рег а!г оуег Ларап (Раг( I апб II), СеорЬуз. Мар. Ларап, 30, 617—72.

Уэнг (ХУапр С. Р.), 1963. ЫрМтпр б(зсЬагрез т (Ье (гор(сз. I. ХУЬо1е 61-
зсЬагрез, Л. СеорЬуз. Кез. 68, 1943—49.

Фальконе (Ракопег К- Е.), 1953. А Согге1а('юп ЬеЫ'сеп АЬпозрЬепс Ек-
с(пс((у апб (Ье Ле( 8(геат, Кер. Сеп. Е1ес(. Кез. БаЬ., 8сЬепес(абу, Ио. К- Б. 900.

Фарадей (Рагабау М.), 1843. 18 КекЬе уоп Ехрептеп(а1ип(егзисЬипреп
йЬег Е1ек(пг1(а(, Апп. РЬуз., Брг. 60, 321—47.

Фауст и Кюни (Роиз( С. М., КиеЬт Н. Р.), 1922. ТЬе зигре-сгез( атте-
(ег, Сеп. Е1ес(. Кеу. 35, 644—8.

Федоров Е. К., 1951. Электрические заряды частиц осадков, ДАН СССР,
т. 78, 1131—1134.

Фельденкрайс (Ре1бепкга(з М.), 1937. Уо1(тё(ге го(а(И роиг 1а тезиге
бе (гёз Ьаи(ез (епзюпз, Л. РЬуз. Кабшт 8, 383—4.

Фетерис (Ре(епз Р. Л.), 1952. Пе(аПеб оЬзегуаНопз о! 1Ьипбегз(огтз. ХУеа(-
Ьег 7, 35—9.
Филипс и Ганн (РЫ111рз В. В., Сипп К), 1954. Меазигетепй оГ 1Ье е!е-
сйтПсаНоп о! зрЬегез Ьу тогтпр 1опйед ай, Л. Мек 11, 348—51.

Филипс и Кннцер (РЬПНрз В. В., Ктгег С. В.), 1958. Меазигетепй о(
1Ье з1хе апй е1ес1пПсаНоп о! дгор1е!з т ситиШогт с1оидз, Л. Мек 15, 369—74.

Филипс и др. (РЫШрз В В., АПее Р. А., Ра1ез Л. С., Шоеззпег К. Н.), 1955.
Ап ехрептепШ апа1уз1з о! Ше еПес! оГ аи роПиНоп оп 1Ье сопдисНуйу апд 1оп
Ьа!апсе о! (Ье айпозрЬеге, Л. СеорЬуз. Кез., 60, 289—96.

Финдайзен В. (Е1пде1зеп XV.), 1940. СЬег д1е ЕпЫеЬип^ дег СетуИ1еге1ек-
йййа1, Мек 7. 57, 201—15.

Финдайзен В. и Финдайзен Е. (Е1пде1зеп АУ., Е1пде18еп Е.), 1943.
кййегзисЬип^еп йЬег Фе Е15зр1й1егЫ1дип§ ап К1е1—ЗсЫсЫеп, Ме1. 2. 60, 145—
54.

Фитцжеральд (Ейг^ега1д В. К.), 1956. ТЬеогеНса1 апд Ехрептеп(а1 31и-
д1ез о! Сопуесйуе С1оид Е1есй1НсаНоп, Керог! Сопйас! Аг 19 (604), 1552, 1Лп1у.
о! СЫсаро.

Фитцжеральд и Байерс (Ейгр;ега1д В. К-, Вуегз Н. К.), 1958. Айсгай
оЬзегуаНопз о! сопуесНуе с!оид е1ес!пНсаНоп, Кес. Аду., 245—68, Л. АйпозрЬ.
Тегг. РЬуз. 15, 254—61.

Фитцжеральд и Байерс (Ейгрега1д В. К-, Вуегз Н. К-), 1962. АйсгаИ
Е1есйоз(аНс Меазпгетеп1 1пзйитеп(аНоп апд ОЬзегуаНопз о! С1оид Е1есй1Пса-
Ноп, Керог! Сопйас! АЕ 19 (604) 2189, 1Лшу. о( СЫсацо.

Фитцжеральд и Каннингэм (ЕПгрега1д В. К-, СипшпрЬат К- М.),
1965. Ми1Нр1е айсгаИ з1ид1ез о! 1Ье е!есййа1 ргорегНез о! 1Ьипдегз1огтз, Токуо
СопГ.

Фишер (Е1зсЬег Н. Л.), 1962. В1е е1ек(пзсЬе Зраппип§ гцйзсЬеп (опозрЬаге
ипд Егде, ТЬез1з. НосЬзсЬ, 81ийрагк

Флейшер и Фальконе (Е1е1зсЬег К-, Еа1сопег К- Е.), 1960. Созгтс Мо!зе
апд 1Ье А(тозрЬеге, ОЬз. о! Кепззе1аег Ро1у1есЬ. 1пзк, Тгоу, К. У., 191—207.

Флеминг (Е1егшпр Л. А.), (ед.), 1939. Теггез1па1 МарпеНзт апд Е1ес1п-
сйу, МсСгаху—НП1, К. У.

Флюгге и Пай ли (Р1иее^е К- А., РШё К. Л.), 1965. ЗЬкИез апд Ехреп-
теп1а! ТпуезН^аНоп о! Зрасе СЬагре Меазиппр Едшртеп!, Е1па1 Керогк Соп-
йас! АР 19 (628)—1680. СогпеП АегопаиНса1 БаЬ. Вийа1о, Ы. У.

Фог л ер (Уор1ег С.), 1959. СЪег деп ЕтПизз етез ЕгтззюпзеИекйз аи(
дав МеззегреЬтз дег е1ек!пзсЬеп ЬеШаЫркей дег Ьий, СеоНз. Риг. Аррк 43,
250—4.

Форд (Рогд Л. \У.), 1958. Рарег а( 2пд \Уеп1\Уог1Ь СопГ ПприЬИзЬед.

Форест (Роггез! Л. 3.), 1943. ТЬе де(егттаНоп о! (Ье 1осаНоп апд Йе<]и-
епсу о! 1Ьипдегз1огтз Ьу а гад!о те(Ьод, Оиагк Л. К. МеГ Зое. 69, 33—44.

Фостер (Роз1ег Н.), 1950. Ап ипизиа! оЬзегуаНоп о! НрЫптр, ВиП. Атег.
Ме1. Зое. 31, 140.

Франклин (ЕгапкПп В.), 1750. Ье(ег (о Коу. Зое.

Франклин (РгапкПп В.), 1752. РЫк Тгапз. Коу. Зое. 47, 289.

Фр ей ер (Рге1ег С. В.), 1960а. ТЬе е!ес1пс Пе1д о! а 1агре ди81 деуП, Л. Сео-
рЬуз. Кез. 65, 3504.

Фр ей ер (Рге!ег С. В.), 1960Ь. ТЬе соа1езсепсе о( у/а(ег дгорз 1п ап е1е-
с1г1с Не1д, Л. СеорЬуз. Кез. 65, 3979—85.

Фр ей ер (Рге1ег С. В.), 1961. Аигога1 еИес1з оп 1Ье еаНЬ’з е!ес1пс Не1д,
Л. СеорЬуз. Кез. 66, 2695—702.

Фр ей ер (Рге1ег С. В.), 1962. СопдисНуйу о! 1Ье ай ш 1Ьипдегз1огтз, Л.
СеорЬуз. Кез. 67, 4683—92.

Френкель Я. И., 1944. Теория основных явлений атмосферного электриче-
ства. Изв. АН СССР, сер. геогр. и геофиз., № 5, 244—72.

Френкель Я- И., 1946. Влияние водяных капель на ионизацию и электри-
зацию воздуха. Физ. журн., № 10, 151—8.

Френкель (Егепке! Л. I.), 1947. АйпозрЬепс е1ес(псйу апд ПрМшпр, Л.
ЕгапкНп 1пзк 243, 287—307.

Френкель Я. И., 1949. Теория явлений атмосферного электричества, Гос-
технздат.

Фукс (ЕисЬз Л.), 1955. КероН оп зоте оЬзегуаНопз оп айпозрЬепс е1ес!п-
ейу, АУепВуойЬ. СопГ, 135—9.
Фюрт (ЕйгЖ К-). 1955. Оп Же Жеогу о! ШПизюп апй зей1теп1аНоп оп соп-
йепзакоп пис1е! т суНпйпса! соЫатегз, Сеокз. Риг. Арр1. 31, 80—99.

Хагенгут (На^еп^иЖ 3. Н.), 1951. ТЬе Н^Ытп^ Жзскаг^е, Сотрепйшт
о{ МеЖого1о^у, 136—43.

Хардер и Клейтон (Нагйег О. Ь., С1ау1оп Т. М.), 1953. Рохусг Нпе
ргоЖскоп, ПшпйегзЮгт Е1ес1г1ску, 335—44.

Харпер (Нагрет XV. К.), 1940. А п^огоиз Жесту о! Же гесотЫпакоп о!
ЬоЖ 1аг^е апй зтак юпз Ж §азез а! Ы^к ргеззигез, РЫ1. Ма§. 29, 434—48.

Харрис (Нагпз О. Ь.), 1955. ЕИесЖ о! гайюасНуе йеЬпз 1гот пис!еаг ех-
р1озюпз оп Же е!ес1пса1 сопйискуку о! Же 1о\уег акпозркеге, Л. СеорЬуз. Кез. 60,
45—62; ХУепЖуогЖ СопЕ, 140—6.

Хатакеяма (На1акеуата Н.), 1949. Оп Же ФзЖгЬапсе о! Же актюзрке-
пс роЖпка! ^гай1еп( саизей Ьу Же зтоке—с1оий о! Же уо1сапо Такеуата,
Л. Сеота§п. Сеое1ес1., КуоЖ 1,48- -51.

Хатакеяма и Уш и кава (На1акеуата Н., ЫсЫкахуа К-), 1951. Оп Же
ФзШгЬапсе о( Же аЖтозрЬепс роЖпка! ^гасНепк саизей Ьу Же егиркоп зтоке о!
Же уо1сапо Азо, Сеп. Азз. 1Ж. 1Лп. Сеой. (Вгиззе1з); Азз. Тегг. Ма^п. Е1еск

Хатакеяма и др. (На1акеуата Н., КоЬауазЫ Л., Ккаока Т., НсЫкахуа К ),
1958. А гайюзопйе тзЖитеп! (ог Же теазигетеп! о! акпозркепс е1ес1пску апй
Из П1{*Ы гезикз, Кес. Айу., 119—35.

Хатчинсон (НиЖЫпзоп XV. С. А), 1951. РоЖ1—Жзскаг^е сиггеЫз апй
Же еагЖ’з е1есЖ1с Пе1й, Оиагк Л. К. Ме1. 8ос. 77, 627—32.

Хатчинсон (НиЖЫпзоп XV. С. А.), 1960. 1се—сгузЫ согйас! е1ес1пкса-
коп, (ЗиагЬ Л. Р. Мек. 8ос. 86, 406—7.

Хатчинсон и Чалмерс (НиЖЫпзоп XV. С. А., СЬа1тегз Л. А.), 1951.
ТЬе е1ес!пс сЬаг^ез апй таззез о! 81пй1е гатйгорз, Оиаг1. Л. Р. Ме1. 8ос. 77,
85—95.

Хевисайд (Неау1з1йе О.), 1902. Те1е§гарЬу I. ТЬеогу, Епсуск. Вгк. ЮЖ
Ейп, 33, 213—8.

Хейлс (На1ев А. Ь.), 1948. А роззЖ1е тойе о! ргора§а!юп о! „з1о\у“ от
1ак сотропеп! 1п а1тозрЬепсз, Ргос. Роу. 8ос. А, 193, 60—71.

Хендерсон и др. (Непйегзоп Л. Е., Созз XV. Н., Козе Л. Е.), 1935. ТЬе изе
оНЬе го(агу уоктеЖг 1ог теазигетеЫз ир 1о 830 ккоуокз, Кеу. 8с1. 1пз1гит. 6,
63—5.

Хепберн (НерЬигп Е.), 1957. А1тозрЬег1с хуауеГогтз хукк уегу 1ох\Лге-
диепсу сотропеЫз Ье1оху 1 кс/з кпохуп аз з1оху (акз, Л. Акпоз. Тегг. Ркуз. 10,
266—87.

Херат (НегаЖ Р.), 1914. В1е Меззип^ йег ЬНейегзсЫайзеЖкктгИа! йигсЬ
йаз Са1уапотеЖг, РЬуз. 2. 15, 155—9.

Хигадзи и Чалмерс (Н^ах! К. А., СЬакпегз Л. А-), 1966. МеазигетеЫз
о! акпозркепс е1ес!пса1 сопйискуку пеаг Же ^гоипй, Л. А1тозрЬ. Тегг. Ркуз. 28,
327—30.

Хиккс (Н1скз XV. XV.), 1956. Аи юп ^епегакоп, теЖпп{г апй ркузюЖ^са!
еИес1з, Л. РгапкИп 1пз1. 281, 209.

Хилл Е. (НН1 Е. Ь.), 1960. ВаП И^ЫЫп^ аз а ркузЖа! рЬепотепоп, Л. Сео-
рЬуз. Кез. 65, 1947—52.

Хилл Р. (Н111 К. О.), 1963а. НеЖгттакоп оГ сЬаг^ез сопйисЖй т И^Ытп^
зкокез, Л. СеорЬуз. Кез. 68, 1365—75.

Хилл Р. (НП1 р. Б.), 1963Ь. 1пуезк§акоп о! е1ес1гоп гипахуау т Н^ЫЫп^,
Л. СеорЬуз. Кез. 68. 6261—6.

Хоббс (НоЬЬз Р. V.), 1964. ТЬе еНес! о! аи ЬиЬЫез т 1се оп скаг^е 1гапз-
Жг ргойисей Ьу азуттекка! гиЬЫп^, Л. А1тоз. 8с1. 21, 706—7.

Хогг (Но^ё А. К-), 1934а. АкпозрЬепс е1есЖ1с оЬзегуакопз, Векг. Сеоркуз.
41, 1—31.

Хогг (Но^е А. К), 1934Ь. 8оте оЬзегуакопз о! Же ауега^е 1Ие о! зтак
1опз апй а1тозрЬеНс 1оп1гакоп едиШЬпа, Векг. СеорЬуз. 41, 32—5.

Хогг (Но^е А. К.), 1935. Сопкпиоиз оЬзегуакопз о! Же гаЖ о! ргойископ
о! эта 11 1ОП8 1п Же акпозрЬеге, Векг. СеорЬуз. 43, 359—78.

Хогг (Но^в А. К.), 1939а. ТЬе тЖгтейгаЖ 1опз о! Же акпозрЬеге. Ргос.
РЬуз. 8ос„ Еопй. 51, 1014—27.
Хогг (Но^ А. Р.), 1939Ь. ТЬе сопбисНоп оГ е1ес!г1сйу 1п !Ье 1о\уез! 1еуе1з
о! !Ье а!тозрЬеге, Мет. Соттоту. 8о1аг ОЬз., Аиз!гаИа 7.

Хогг (Но^^ А. Р.), 1950. Ай—еаг!Ь сиггеп! оЬзегуаНопз т уапоиз 1осаП-
!1е8, АгсЬ. Ме!., ХХТеп А, 3, 40—55.

Хогг (Но^ А. р.), 1955. А зигуеу о! ай—еаг!Ь сиггеп! оЬзегуаНопз, ХХ'еп!-
\уог!Ь Сопк, 86—90.

Ходжес (Ноб^ез Б. В.), 1954. А сотрапзоп о! !Ье гаНо о! сЬап§е о! сиг-
геп! 1п !Ье з!ер апб ге!игп ргосеззез о! Н^Ышпе ПазЬез, Ргос. РЬуз. Зое., Ьопб.
В, 67, 582—4.

Хокинг (Носкт^ Ь. М.), 1959. ТЬе соШз1оп еШйепсу о! зтаП бгорз,
<2иаг!. Л. Р. Ме!. Зое. 85, 44—50.

Холлидей (НаШбау Е. С.), 1932. ТЬе ро1ап!у о! !Ьипбегс1оибз, Ргос. Роу.
Зое. А, 138, 205—29.

Холлидей (НаШбау Е. С.), 1934. ТЬипбегз!огтз апб репейаПп^ габ1а!юп,
Ргос. СатЬ. РЫ1. Зое. 30, 206—15.

Холл и Мюлейзен (НоП XV., МйЫе1зеп Р.), 1954. Е1п КопбепзаЬопзкегп-
хаЫег тй копйпшегПсЬег СЬегзаШ^ип^, №!ипу1зз. 13, 300—2.

Холл и Мюлейзен (НоП XV., МйЫе1зеп Р.), 1955. Оп !Ье едшИЬпит о!
ютгайоп 1п а!г соп!а1п1п§ пис!е1, СеоПз. Риг. Арр1. 31, 115—8.

Хольцер (Но1хег Р. Е.), 1955. А рго^гат о! зйпийапеоиз теазигетеп! о!
ай—еаг!Ь сиггеп! бепзйу, \Уеп!хуог!Ь Сот., 96—100.

Хольцер и Дил (Но1гег Р. Е., Г)еа1 О. Е.), 1956. Ьоху аиб^о^^е^иепсу
ексйота^пейс з1§па1з о! па!ига1 оп^т, На!иге, Ьопб. 177, 536—7.

Хольцер и Смит (Но1гег Р. Е., 8тйЬ XV. А.), (ебз.), 1955. Ргосеебт^з
оп !Ье СопГегепсе оп АйпозрЬепс Е1ес!псйу Ье1б а! ХХ'еп!шог!Ь-Ьу-!Ье-8еа, Рог!з-
тои!Ь, М. Н., Мау 1954, СеорЬуз. Рез. Н1г. АЕСРС, ВебГогб, Мазз.

Хольцер и Сэксон (Но1хег Р. Е., Захоп Б. 8.), 1952. Н1зЬтЬи!1оп о!
е1ес!пса1 сопбисПоп сиггеп!з 1П !Ье у1стйу о! (Ьипбегз!огтз, Л. СеорЬуз. Рез. 57,
207—16.

Хольцер и Шиллинг (Но1хег Р. Е., ЗсЫШп^ С. Е.), 1954. Е1ес!пса1
епег^у 1п !Ье еагШ’з а!тозрЬеге, ХУог1б Ротуег СопГ. (Рю бе Лапейо) 5, 1—7.

Хорнер (Ногпег Е.), 1960. ТЬе без^п апб изе о! тз!гитеп!з Гог соипПп^
1оса1 П^Ышпд ПазЬез, Ргос. 1пз1. Е1ес. Еп^гз. В, 107, 321—30.

Хорнуэлл и Ван Воорис (НагпхулуеП С. Р., уап УоогЫз 8. И.), 1933
Е1есйоз!айс р;епега!1'п^ уо1!те!ег, Реу. 8ск 1пз!гит. 4, 540—2.

Хоффман В. (НоИтап XV. С.), 1960. ТЬе сштеп!-(е! Ьуро!Ьез1з о! хуЫзйег
^епегаПоп, Л. СеорЬуз. Рез. 65, 2047—54.

Хоффман К. (НоИтапп К-), 1923. ВепсМ йЬег сПе т ЕЬе!оПЬа1еп аи!
8рйхЬег^еп ш беп ЛаЬгеп 1913—14 бигсЬ^е!йЬг!еп 1иНе1ек!пзсЬеп Меззип^еп,
Вейг. РЬуз. Егеь А!тоз. 11, 1—19.

Хэки нг (Насктр; С. А.), 1954. ОЬзегуаПопз оп !Ье пе^аНуе!у сЬаг^еб со-
1итп 1п !Ьипбегс1оибз, Л. СеорЬуз. Рез. 59, 449—53.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1939. А по!е оп !Ьеопез о! 1Ье е1ес(пс Пе16
Ьеклу с!оибз, Сиаг!. Л. р. Ме!. 8ос. 65, 237—43.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1943. ТЬе зерагаНоп о! е!ес!псйу 1п с!оибз,
РЫ1. Ма§. 34, 63—7.

Чалмерс (СЬакпегз Л. А.), 1944. Е1ес!пс Пе1бз Ье1о\у с1оибз, С>иаг1. Л. Р.
Ме!. 8ос. 70, 121—7.

Чалмерс (СЬайпегз Л. А.), 1946. ТЬе ютгаПоп т !Ье 1ошез! ге§1опз о!
!Ье а!тозрЬеге, Сиаг!. Л. Р. Ме!. 8ос. 72, 199—205.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1947. ТЬе сар!иге о! юпз Ьу ке рагНс1ез, Сиаг!
Л. Р. Ме!. 8ос. 73, 324—34.

Чалмерс (СЬаЬпегз Л. А.), 1949. АгтозрЬепс Е1ес!г1с1!у, Оагепбоп Ргезз,
ОхГогб.

Чалмерс (СЬакпегз Л. А.), 1951. ТЬе опррп о! !Ье е1ес!пс сЬаг^е оп гат,
Сиаг!. Л. Р. Ме!. 8ос. 77, 249—59.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1952а. Ие^аНуе е1ес!пс Не1бз т пиз! апб к>^,
Л. А!тозрЬ. Тегг. РЬуз. 2, 155—9.

'Чалмерс (СЬаЬпегз Л. А.), 1952Ь. ТЬе ге1а!1оп ЬеВуееп рот! б1зсЬаг2е
сиггеп! апб Не1б, Л. А!тозрЬ. Тегг. РЬуз. 2, 292—300.
Чалмерс (СЬа1шегз Л. А.), 1952с. РотЛ б!зсЬаг§е сиггепЛз. Л. АЛтозрЬ.
Тегг. РЬуз. 2, 301—5.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1952(1. Е1есЛпс сЬаг^ез Лгот 1се ГпсЛюп, Л. АЛ-
тозрЬ. Тегг. РЬуз. 2, 337—9.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1953а. АЛтозрЬепс е!есЛг!с сопбисЛ1хтЛу пеаг
(Не еагЛИ’з зигЛасе, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 3, 223—4.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1953Ь. ТЬе сЬагре оп 1Ье юпозрЬеге, Л. А1тозрЬ.
Тегг. РЬуз. 3, 345—6.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1953с. ТЬе еНесНуе зерагаНоп о! сНзсЬаг^Ьпр;
ро1пЛз, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 3, 346—7.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 19536. 1пбисеб сЬаг^ез апб ЛЬе Рпе-хуеаЛЬег
Л1е1б, Л. АЬпозрЬ. Тегг. РЬуз. 4, 84—5.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1953е. ТЬе агрртеЛег Гог сопбпиоиз гесогбт^
о! 1Ье аЛтозрЬепс е1есЛпс Пе1б, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 4, 124—8.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1954. АЛтозрЬепс е1есЛпсИу, Кер. Ргоег. РЬуз.
17, 101—34.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1956. ТЬе уегИса! е1есЛпс сиггепЛ бипп§ соп-
Лтиоиз гат апб эпоху, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 9, 311—21.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1957а. ЕНесЛз оГ сопбепзаЛ1оп пис1е! 1п аЛто-
зрЬепс е1есЛпс1Лу, СеоНз. Риг. Арр1. 36, 211—17.

Чалмерс (СЬаЬпегз Л. А.), 1957Ь. Ро1пЛ—сЬзсЬаг^е сиггепЛ, роЛепЛ1а1 §га-
сИепЛ апб ху1пб зрееб, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 11, 301—2.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1961. А спЛепоп Гог ЛЬипбегзЛогт ЛЬеопез,
Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 21, 174—6.

Чалмерс (СЬаЬпегз Л. А.), 1962а. ТЬе теазигетеп! о! уегЛ1са1 е1есЛг!с сиг-
гепЛ !п ЛЬе аЛтозрЬеге, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 24, 297—302.

Чалмерс (СЬа!тегз Л. А.), 1962Ь. ТЬе ге1аЛюп оЛ ротЛ-сНзсЬаг^е сиггепЛ Ло
роЛепЛ1а! ^гасПепЛ апб хутб-зрееб, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 24, 339—44.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1962с. РотЛ-сНзсЬаг^е сиггепЛз ЛЬгоирЬ а Пу-
т^ Лгее биппр; а ЛЬипбегзЛогт, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 24, 1059—63.

Чалмерс (СЬаЬпегз Л. А.), 1963. Тактр; ЛЬе туз1егу оиЛ о! Саизз’з
ЛЬеогет, СопЛетрогагу РЬуз. 4, 456—8.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1964. Оп ЛЬе сопс1исЛ1у1Лу о( ЛЬе а!г 1п ЛЬип-
бегзЛогтз, Л. СеорЬуз. Кез. 69, 357—9 апс! 362.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1965а. ТЬе ге1аНоп ЬеЛхуееп ргеСрНаНоп сиг-
гепЛ апб роЛепЛ1а1 егасПепЛ, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 27, 899—905.

Чалмерс (СЬа1тегз Л. А.), 1965Ь. ТЬе еЛЛесЛ оЛ хутб оп ротЛ— сИзсЬаг^е
рикез, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 27, 1037—38.

Чалмерс и Литтл (СЬа1тегз Л. А., ЫЛЛ1е Е. XV. Р), 1940. ТЬе е1есЛпсИу
о! сопЛтиоиз гат, Тегг. Ма^п. АЛтоз. Е1есЛ. 45, 451—62.

Чалмерс и Литтл (СЬа1тегз Л. А., Е1ЛЛ1е Е. XV. Р.), 1947. СиггепЛз о! аЛ-
тозрЬепс е1есЛпс!Лу, Тегг. Март. АЛтоз. Е1есЛ. 52, 239—60.

Чалмерс и Мэйплсов (СЬаЬпегз Л. А., Мар1езоп XV. XV.), 1955. Рот!
61зсЬагре сиггепЛз Лгот а сарЛ1хге ЬаПооп, Л. АЛтозрЬ. Тегг. РЬуз. 6, 149—59.

Чалмерс и Паск вилл (СЬаЬпегз Л. А., РаэдиП] Е.), 1938. ТЬе е1есЛпс
сЬагрез оп з1п&1е гатбгорз апб зпохуПакез, Ргос. РЬуз. 8ос. Еопб. 50, 1—16.

Чепмен С. (СЬартап 8.), 1952. ТЬипбегс1оиб Е1есЛпНсаЛ1оп 8Либ1ез. II, Ре-
рог! Ко. V. С.—603—Р—1 Ло 0.8. ОЛЛ1се оЛ Кахга1 РезеагсЬ, Соте11 АегопаиЛка!
ЬаЬ., ВиЛЛак, К. У.

Чепмен С. (СЬартап 8), 1953. ТЬипбегс1оиб е1есЛпЛкаЛк>п т ге1аЛкп Ло
гат апб эпоху рагЛ1с1ез, ТЬипбегзЛогт Е1есЛг1с1Лу, 207—30.

Чепмен С. (СЬартап 8.), 1956. Е1есЛго51з11с Е1е1б МеазигетепЛз, Согопа
П1зсЬагре апб ТЬипбегс!оибз, САЕ РерогЛ 68, СогпеП АегопаиЛка! ЬаЬ., ВиЛЛак,
К. V.

Чепмен Ф. (СЬартап Е. XV.), 1939. АЛтозрЬепс б1зЛигЬапсез бие (о ЛЬип-
бегс1оиб 61зсЬагре, I. Ргос. РЬуз. 8ос., Еопб. 51, 876—94.

Чиплонкар (СЫр1опкаг М. XV.), 1940. МеазигетепЛ о! ротЛ сЬзсЬагре
сиггепЛ биппр; б!зЛигЬеб хуеаЛЬег аЛ Со1аЬа, Ргос. 1пб1ап. Асаб. 8си А. 12, 50.

Шаффер (8сЬаЛЛег V. Л.), 1955. АЛтозрЬепс е1есЛг1с1Лу аззоНаЛеб ху!ЛЬ ]'еЛ
зЛгеатз, ХУепЛхуогЛЬ СопЛ., 59—66.
Швайдлер (Уоп 8с1пл'ек11ег Е.), 1908. ОЬег сНе 1опепуег1еИип^ 1п деп
ип1егз!еп ЗсЫсЫеп бег АЬпозрЬаге, 8. В. Акад. №188., №1еп 117, 653—64.

Швайдлер (Уоп 8с1куе1д1ег Е.), 1918, 1919. ОЬег дав СЫсЬ^е^сМ гшь
вскеп юпепеггеи^епдеп ипд 1Опепуегп1с1йепдеп Уог^ап^еп 1п дег АкпозрЬаге,
8. В. Акад. №188., №1еп 127, 953—67; 128, 947—955.

Швайдлер (Уоп 8с1пуен11ег Е.), 1924. ОЬег д!е СЬагакЛеНзНк дез 81готез
т зсЬтуасЬ юпшеНеп Сазеп, 8. В. Акад. №188., №1еп 133, 23—7.

Швайдлер (Уоп 8сЬ\се(д1ег Е.), 1929. ЕтЮЬгип^ 1п д!е СеорЬу81к, 2,
291—375, Зрнп^ег ВегИп.

Шеппард (8Ьеррагд Р. А.), 1933. О18сизз1оп оГ гезиИз, акпозрЬепс е1е-
с1псИу, Впк Ро1аг Уг. Ехред. Еог! Рас, Роу. 8ос., Ьопдоп, рр. 311—8.

Шеппард (8Ьеррагд Р. А.), 1950. ТЬе сити1о-ттЬиз апд 1Ьипдегз(огт. II.
Е1ес1пса1 рЬепотепа, 8ы. Рго^г., Ьопд. 88, 488—96.

Шеринг (ЗсЬепп^ Н.), 1906. Вег Е1з1ег—Се11е1зсЬе Хегзкеиип^заррага!
ипд е1п УегзисЬ циапЬТаруег аЬ801и1ег ХегзЛгеиип^зтеззип^еп, Апп. РЬуз., Ьрг.
20, 174—95.

Шерман (8Ьегтап К. Ь.), 1934. Тгапз. Атег. СеорЬуз. Оп. 15, 141.

Шерман (8Ьегтап К. Ь.), 1937. АЬпозрЬепс е1ес1псйу а! СоПе^е Еаи-
Ьапкз Ро1аг Теаг 81ароп, Тегг. Ма^п. А1тоз. Е1ес1. 42, 371—90.

Шерман и Гиш (8Ьегтап К. Ь., СИзЬ О. Н.), 1937. Е1ес1пса1 ро(епЕа1
^гад1еп! апд сопдисНуру о! ап пеаг Рар1д СИу, 8ои1Ь Бако1а, Тегг. Ма^п. АЛ-
тоз. Е1еск 42, 289—99.

Шиллинг (8сЫ1Нп§ С. Е.), 1955. Оп ЛЬе уанаРоп о! е1есЛпса1 сопдисЛ1У1Лу
о! аи шЛЛЬ е1еуаЛ1оп, №епкуогЛЬ СопЕ, 53—7.

Шиллинг и Карсон (8сЫ11ш{х С. Е., Сагзоп Т.), 1953. Оп 1Ье е1есЛпса1
сопдисЛЛуру о! аи 1пз1де ЬиПдЛпдз, АгсЬ. Мек, №1еп В, 5, 52—7.

Шиллинг и Хольцер (8сЫ1Ип^ О. Е., Но1гег Р. Е.), 1954. ОЬег тб^-
ПсЬе ХизаттепЬап^е гийзсЬеп ВЛокПтаЛоЫ^е ипд ЬиИе1екЛпгИа1, №еЛ1. и. Ье-
Ьеп. 6, 13—16.

Шнндельхауэр (8сЫпде1Ьаиег Е.), 1913. ОЬег дге Е1екЛпгНаЛ дег №е-
дегзсЫа^е, РЬуз. 7. 14, 1292.

Шишкин (8ЫзЬк1п О. 8.), 1965. ТЬе го1е о! ЛЬе соа^и1аИоп оЛ сЬаг^ед
раШс1ез т ЛЬе деуе1ортепЛ о! ЛЬипдегзЛогт рЬепотепа, РгоЫетз, 268—79.

Шмидт (8сЬгтдЛ А.), 1924. Хиг Ега^е дег еккЛнзсЬеп УегккаЫгбте, 7..
СеорЬуз. 1, 281—4.

Шмидт (8сЬгтдЛ А.), 1939. Хиг Ега^е дег ЬуроЛЬеЛЛзсЬеп, д!е ЕгдоЬегПасЬе
дигсЬдгт^епдеп е1екЛп8сЬеп 81гбте, Вейг. СеорЬуз. 55, 292—302.

Шово (СЬаиуеаи В.), 1900. ЁЛидез де 1а уапаНоп де Гё1ес4г1с11ё аЛтозрЬё-
пцие, Аппа1ез де В. С. М. 5, I.

Шово (СЬаиуеаи В.), 1902. РесЬегсЬез зиг Гё1есЛпсЛЛё аЛтозрЬёпчие, Мет. 2,
103.

Шово (СЬаиуеаи В.), 1922, 1924, 1925. Ё1есЛпсИё АЛтозрЬёпчие, Саз1оп
Бот е! СЛе, Рапз.

Шольц (8сЬо1г Л.), 1931а. Ет пеиег АррагаЛ гиг ВезНттипр; дег 7аЫ дег
§е!адепеп ипд ипр;е1адепеп Кегпе, 7. 1пзЛгитКде. 51, 505—22.

Шольц (8сЬо1г Л.), 1931Ь. ТЬеогеНзсЬе ЫпЛегзисЬип^еп йЬег д!е ЕЛе1д- ипд
1опепуег1еПип[т т етет зЛготдигсЬЯоззепеп Саз, даз аисЬ зсЬшег ЬетуердЛсЬе
Е1ек1г121(а1з1гаеег епЛЬак, 8. В. Акад. №188., №1еп 140, 49—66.

Шольц (8сЬо1г Л.), 1935. РоЫгИсЬЛипЛегзисЬип^еп аиЛ Егапг-ЛозеГз-Еапд,
ВеИг. СеорЬуз. 44, 145—56.

Шонланд (8сЬоп1апд В. Е. Л.), 1928а. ТЬе ро1ап!у оЛ 1Ьипдегс1оидз, Ргос.
Роу. 8ос. А, 118, 233—51.

Шонланд (8сЬоп1апд В. Е. Л.-), 1928Ь. ТЬе 1п1егсЬап^е о! е1есЛпсИу Ье1-
\уееп 1Ьипдегс1оидз апд ЛЬе еаг!Ь, Ргос. Роу. 8ос., А, 118, 252—62.

Ш о н л анд (8сЬоп1апд В. Е. Л.), 1930. ТЬипдегзЫгтз апд 1Ье репе!гарп§
гад!аНоп, Ргос. Роу. 8ос. А, 130, 37—63.

Шонланд (8сЬоп1апд В. Г. Л.), 1932. АЛтозрЬепс е1ес1псРу, рр. 100, Ме1-
Ьиеп, Ьопдоп.

'Шонланд (8сЬоп1апд В. Е. Л.), 1937. ТЬе д)ате1ег о! 1Ье Н^Ытп^ сЬап-
пе1, РЫ1. Ма^. 23, 503—8.
Шонланд (8сЬоп1апб В. Р'. Л.), 1938. Ргоегез81Уе ПеЫп1пе. IV. Ргос. Роу.
8ос. А, 164, 132—50.

Шонланд (8сЬоп1апб В. Р. Л.), 1950. ТЬе РН^Ы о( ТЬипбегЬоНз, С1агеп-
с!оп Ргезз, ОхТогб.

Шонланд (8сЬоп1апб В. Р. Л.), 1953а. АТгпозрЬепс е1ес!псИу, 2пб Ей.,
МеТЬпеп, копбоп. рр. 95.

Шонланд (8сЬоп1апб В. Р. Л.), 1953Ь. ТЬе рПо! 81геатег 1п И^Мтпе апд
1Ье 1оп§ зрагк, Ргос. Коу. 8ос. А, 220, 25—38.

Шонланд (8сЬоп1апб В. Р. Л.), 1956. ТЬе П^Ыгйпр скзсЬаг^е, НапбЬисЬ
бег РЬузгк (еб. 8. Р1й^е) 22, 576—628.

Шонланд (8сЬоп1апс1 В. Р. Л.), 1962. 1Л^Ып1п§ апй 1Ье 1оп§ е!ес!пс зрагк,
Абуапсетеп! оГ 8с1епсе, 19, 1—8.

Шонланд (8сЬоп1апб В. Р. Л), 1964. ТЬе РН§Ы о! ТЬипбегЬоНз, 2пб Ебп.,
С1агеп(1оп Ргев8, ОхГогб.

Шонланд и Вильджон (5сЬоп1апб В. Р. Л., У!Цоеп Л. Р. Т.), 1933. Оп
а репекайп^ гасПаНоп Ггот 1Ьипбегс1оибз, Ргос. Коу. 8ос. А, 140, 314—33.

Шонланд и Колленс (8сЬоп1апб В. Р. Л., СоПепз Н.), 1934. Рго^геззгуе
П§Мп1п§, Ргос. Коу. 8ос. А, 134, 654—74.

Шонланд и Крэйб (8сЬоп1апс1 В. Р. Л., Сга!Ь Л.), 1927. ТЬе е1ес!пс Пе1б
о Г 8ои1Ь АГпсап (ЬипбегзТогтз, Ргос. Коу. 8ос. А, 114, 229—43.

Шонланд и Малан (8сЬоп1апб В. р. Л., Ма1ап В. Л.), 1954. Ыру/агб
зРеррес! 1еабегз Ггот ТЬе Етрйе 8ТаТе Вш1б1п§, Л. РгапкПп Тпзк 258, 271—5.

Шонланд и Эллибон (8сЬоп1аП(1 В. Р. Л., АШЬопе Т. Е.), 1931. Вгап-
сЫпр; о! Нр;Ып1прг, №1иге, Ьопб. 128, 794—5.

Шонланд и Эльдер (8сЬоп1апб В. Р. Л., Е1<Лег Л. 8.), 1941. АпНс1раТогу
1г1§^ег1П2 беУкез Гог Н^Ытпе ап<1 зТайс шуезНеайопз Л. РгапкПп Тпзк 231,
39—47.

Шонланд и др. (8сЬоп1аш1 В. Р. Л., Ма1ап В. Л., СоПепз Н), 1935. Рго-
§гезз1уе П§Ып1п§. II. Ргос. Коу. 8ос. А, 152, 595—625.

Шонланд и др. (8сЬоп1апб В. Р. Л., Ма1ап В. Л., СоПепз Н.), 1938. Рго-
2гез81уе П§Мп1п§. IV. Ргос. Коу. 8ос. А, 168, 455—69.

Шонланд и др. (8сЬоп1апб В. Р. Л., Ноб^ез В. В., СоПепз Н.), 1938. Рго-
§ге851Уе П^Ыпт^. V. А сотрапзоп оГ рЬок^гарЫс апб е1ес!нса1 з!иб!ез, Ргос.
Коу. 8ос. А, 166, 56—75.

Шонланд и др. (8сЬоп1апб В. Р. Л., Е1бег Л. 8., Нойлеэ А. В.. РЫ1-
Прз XV. Е., уап ХУук Л. XV.), 1940. ТЬе туауе-Гогт о! аТтозрЬепсз а! т^Ы, Ргос.
Коу. 8ос. А, 176, 180—202.

Шт а г ер (8Тар;ег А.), 1925а. Ехрептеп1а1ип1егзисЬипр;еп йЬег КопТакТе1ек-
Тг!з!егип^ уоп зТаиЬ- ипб итЯкепГбгпйр; гегТеПТеп Когрегп, зреггеН уоп 8сЬпее
а1з рехсИТегЬПбепеп РакТог, Апп. РЬуз., Ьрг. 76, 49—70.

Штагер (8Тар;ег А), 1925Ь. ХОеИеге ЬпТегзисЬип^еп йЬег Коп1ак1е1ек(гшег-
ипа Ье! Те!п гегТеПТеп Когрегп, Ьезопбегз Ье! 8сЬпее Апп. РЬуз., Ьрг. 77, 225—40.

Шу кард (8сЬисЬагб Е. А.), 1935. Чту. о! ХУазЫпрТоп Епегпе. Ехрк 81а.
ВиП., Ко. 80 (8еаШе).

Шуман (8сПитапп Т. Е. XV.), 1925. Оп Е1зТег апб ОеПеГз ТЬеогу о! ТЬе
е1ес1пПсайоп о! гат бгорз, РЬуз. Кеу. 26, 105—10.

Эберт (ЕЬегТ Н.), 1901. АзркаНопв аррага! гиг ВезЙттипр; без 1опепр;еЬа1-
Тез бег АТтозрЬаге, РЬуз. 2. 2, 662—6.

Эберт (ЕЬегТ Н.), 1902. Са1уапотеТпзсЬе Меззипр; без еТекТпзсЬеп Аиз-
рг1е!сЬз гупзсЬеп беп 1опеп1абипр;еп бег АТтозрЬаге ипб бег кабипр; бег ЕгбоЬег-
ПасЬе, РЬуз. 2. 3, 338—9.

Эберт (ЕЬегТ Н.), 1904. ЦЬег б!е ТбгзасЬе без погта1еп аТтозрЬапзсЬеп
РоТепНа1^еТа11ез ипб бег перакуеп Егб1абипр;, РЬуз. 2. 5, 135—40.

Эберт н Лютц (ЕЬегТ Н.. ЕиТх С. XV.), 1908. В|’е Рге!Ьа11оп 1т е1ек1пзсЬеп
Ре1бе бег Егбе. ВеИг. РЬуз. Реек АНпоз. 2, 183—204.

Эванс н Хатчинсон (Еуапз В. С., НиТсЫпзоп XV. С. А.), 1963. ТЬе е1е-
сТпПсаНоп о! Тгеегшр; туаТег бгор1еТз апб о! соШбтр; !се рагНс1ез, (2иагк Л. К-
Мек 8ос. 89, 370—5.

Эверлннг и Виганд (ЕуегПпр; Е„ ХУ!р;апб А.), 1921. 8раппип§з^еГа11е
ипб уегНка1ег ЕеПипргззТгбт !п бег Гге1еп АТтозрЬаге пасЬ Меззип^еп Ье! НосЬ-
ГаЬг(еп !т Рге!Ьа11оп, Апп. РЬуз. 66, 261—82.
Эй ген и де Мойер (Е1^еп М., де Маеуег Е.), 1958. 8е1Г — д1ззос1аНоп апд
ргоктс скаг§е (гапзрогк 1п хсакг апд ке, Ргос. Ноу. Зое. А, 217, 505—33.

Эйнштейн (Екзкк А), 1905. ОЬет дк уоп дег гпо1еки1агккеНзскеп Ткео-
пе дег 'Шатте ^ектскгк Вехсе^ипр уоп к гикепдеп Е1й881§кеИеп зизрепд1егкп
ТеНскеп, Апп. Ркуз., Брх. 17, 549—60.

Экклс (Есс1е8 XV. Н.), 1912. Оп Нте дшгпа! уапаНопз о! ке е1ес1пс хуауез
гоипд ке Ьепд о! Ше еагк, Ргос. Коу. Зое. А, 87, 79—99.

Экклс н Айрн (Есс1е8 XV. Н., А1геу Н. М.), 1911. Мок оп ке екскк хуа-
уез оссипп^ к пакте, Ргос. Коу. Зое. А, 85, 145—50.

Экснер (Ехпег Е.), 1900. Зиг 1ез тескетсйез гёсеп1е8 те!аНуе а ГёксккНё
а1то8рЬёпчие, Каррог! аи Соп^гёз 1пкт, Ркуз. (Рапз). Ако уапоиз рарегз к
8. В. Акад. ХХ/тзз. Ш1еп, 1886—90.

Элли и Филипс (АПее Р. А., РЫШрз В. В.), 1959. Меазитетепк о! скид
дгор1е! скаг§е, екскк Пе1д апд ро1аг сопдисНукез 1п зирегсоо1ед скиде, Л. МеЕ
16, 405—510.

Элл и бон (АШЬопе Т. Е.), 1948. Оеуе1ортеп( о( ке зрагк д^зскагке, ка-
кие, Бопд. 161, 970—1.

Эльстер и Гейтель (Е1з1ег Л., Седе! Н.), 1885. ОЬет дк ЕккккИакеп!-
хх’кк1ип§ Ье! дег Ке§епЫ1дипр;, Апп. Ркуз. Скет. 25, 121—31.

Эльстер и Гейтель (Е1зкт Л., Оеке! Н.), 1888. ОЬет еше Ме1коде, д!е
е1ек(п8ске 1\1акг дет а^тозркапзскеп МкдетзсЫар;е хи ЬезНттеп, Мек 7. 5,
95—100.

Эльстер и Гейтель (Е1з1ег Л., СеНе1 Н), 1899а. Скег дте Ех!зкп(х е!е-
ктпзскег 1опеп !п дет Акпозркате, Тегг. Ма§п. Актов. Е1еск 4, 213—34.

Эльстер и Гейтель (Е1з1ег Л., Оеке! Н.), 1899Ь. Векга^е гиг Кеппктз
дет а(тозркапзскеп Е1еккг1гИак, Ркуз. 7. 1, 245—9.

Эльстер н Гейтель (Е1зкг Л., Се!к1 Н.), 1901. ОЬет е!пе (етпеге Апа-
1орре к дет еккНтзскеп УегкаИеп дет пакгИскеп ипд дет дигск Весдиеге!—
8как1еп аЬпогт 1еНепд ^ептасккп ЕиП Ркуз. 7. 2, 590—3.

Эльстер и Гейтель (Е1зкг Л., беке! Н.), 1913. 7иг кЛиепхкеопе дет
М1едетзсй1а§8е1екк1х!1а1, Ркуз. 7. 14, 1287—92.

Эндри (Апдгее 8. А), 1890. ОЬзегуаНопз ГаИез аи Сар Ткогдзеп, Мек 7.7,
29__32

Э и п л м е н (Аррктпап К.), 1957. Л. Мек 14, 89—90.

Эпплтон (Арр1е!оп Е. V.), 1925. О18сиз81оп оп ютзаНоп к Нте а!то-
зркеге. Ргос. Ркуз. Зое., Еопд. 37, 48Б—50Б.

Эпплтон и Боуэн (Арр1е1оп Е. V., Во\уеп Е. О.), 1933. Зоигсе о! а!то-
зркепсз апд репекаНпр; тад!аНоп, Иакте, Бопд. 132, 965.

Эпплтон и Чепмен (Арр1е1оп Е. V., Скартап Е. XV.), 1937. Оп (ке па-
кте о( а(пто8ркепсз. IV. Ргос. Коу. Зое. А, 158, 1—22.

Эпплтон и др. (Аррккп Е. V., ХУакоп ХУак К. А., Нетд Л. Е.), 1926. Оп
1ке пакте о! акпозркенсз. III. Ргос. Коу. Зое. А, 111, 654—77.

Эрман (Еттпап Р.), 1804. ОЬзегуаНопз е! дойке зиг ГёксккИё акпозркёп-
цие, Л. Ркуз. 59, 95—105.

Этте (ЕНе А.1.1.), 1966а. Апотакиз е1ес1пса! Ьекаукит о! а (гее „Еооккр;
к“ Ье1хуееп екскодез, Л. Акпозрк. Тегг. Ркуз. 28, 285—94.

Этте (ЕНе А.1.1.), 1966Ь. Меазитетпеп! о! екскоде Ьу-раззкр; еИккпсу к
Нхлпр; 1геез, Л. АкпозрЬ. Тегг. Ркуз. 28, 295—302.

Юнг (кип^ О. А.), 1961. А Ы^ккк^ Зкоке о! ап Екдегхуакт Ехркзкп
Р1ите, О. 8. Мау. Отд. ЕаЬ. Керк 61—43.

Юнкер (Уипкет Е. А.), 1940. Тке тпоЫШу зрескиш о! акпозркепс кпз,
Тегг. Марп. Актов. Е1еск 45, 127—32.

Яглу и Бенджамен (Уа^ки С. Р., Веп)атшп Б. С.), 1934, Л. Атег. 8ос.
Неак Уепк Еп^гз. 6, 25.

Яглу и др. (Уа^ки С. Р., Веп)атт Е. С., Скоак 8. Р.), 1931. Скап^ез к
|оп1с сопки! о! ак к оссиркд гоотз уепШакд Ьу пакта! апд тескапка! тек
1юдз, Тгапз. Атег. 8ос. Неак Уепк Еп^гз. 38, 191.
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Имянитов И. М. Электрические поля в свободной атмосфере.—-Труды
ГГО, 1952, вып. 35 (97), с. 3—11.

2. Имянитов И. М., Гдалевич Г. Л., Шварц Я- М. Измерение на-
пряженности электрического поля у поверхности геофизических ракет, дви-
жущихся в верхних слоях атмосферы.— «Искусственные спутники Земли». 1963,
вып. 17, с. 66—81.

3. И м я н и т о в И. М. К вопросу об электризации и проводимости грозо-
вых облаков. ДАН СССР, 1956, т. 109, № 1, с. 77—79.

4. Имянитов И. ЛЬ, Евтеев Б. Ф., Кама л дина И. И. А ТЬипбег-
в1огт С1ои<1.—“Р1апе1агу Е1ес1годупат1св”. Иеш Уогк—Ьопйоп—Рапв, 1969,
р. 401—426.

5. М и н х А. А. Ионизация воздуха и ее гигиеническое значение. Д1., Мед-
гиз, 1963.

6. И з е р г и н А. М. Конвективный электрический ток атмосфера—земля.
Изв. АН СССР, сер. геофиз. 1959, № 6, с. 919.

7. 3 ы к о в а В. В. О роли токов с острий в поддержании отрицательного
заряда земли.— Труды ГГО, 1960, вып. ПО, с. 3—6.

8. Имянитов И. М., Шварц Я. М., Евтеев Б. Ф. и др. Электриче-
ские токи над грозовыми облаками,-—Труды ГГО, 1967, вып. 204, с. 3—17.

9. Ф и л и п п о в А. К- Исследование баланса электрических токов в си-
стеме атмосфера—земля. Автореферат канд. дисс. Иркутский университет, 1967.

10. АпЗегзоп е. а. ТЬе Е1ес1пс Г1е1д СЬап^ев биппр; Тогпайоев сотра-
геН иЛЬ о!Ьег Зеуеге ТЬип(1егв1огтв. Л. СеорЬуз. Кев. 71, Мо 18, 4279—4288, 1966.

11. Имянитов И. М„ Чубарина Е. В. Электричество свободной атмо-
сферы. Л., Гидрометеоиздат, 1967.

12. Грингауз К- И. и др. Ионизованный газ и быстрые электроны в ок-
рестности Земли и в межпланетном пространстве. ДАН СССР, 1960, т. 132, № 5,
с. 1062—1065.

13. И м я н и т о в И. М. Измерение электростатических полей в верхних
-слоях земной атмосферы.— «Усп. физ. наук», 1957, № 63, вып. 1, с. 267—282.

14. Имянитов И. М. Электризация самолетов в облаках и осадках. Л.,
Гидрометеоиздат, 1970.

15. Сот оп III 8. С., Ни^Ьев Л. (Ей.) Р1апе!агу Е1ес1гос1упат1сэ; В. I,
В. II, Согйоп апй ВгеасЬ 8с1епсе РиЬНвЬегв. [\теш Уогк—Ьопйоп—Рапв, 1969.

16. Федоров Е. К- Новый метод исследования ионного спектра в атмо-
сфере.—ДАН СССР, 1952, т. 92, № 5, с. 717.

17. Долезалек Г. “Е1ес1г1ску о! 1Ье Нее а(тозрЬеге”. Бюллетень ВМО,
т. XVIII, № 2, апрель 1969, с. 160.
ПОСЛЕСЛОВИЕ

В рецензии на книгу «Электричество свободной атмосферы», английское изда-
ние которой вышло в тот же год, что и книга, лежащая перед Вами, один из ста-
рейших исследователей атмосферного электричества Г. Долезалек писал:
«Читая эту книгу, вспоминаешь, как в 1875 г. К. фон Жолли дал совет юному
Максу Планку не браться за изучение физики, так как все ее проблемы решены
или почти уже решены». Для тех физиков, которые склонны придерживаться та-
кого взгляда на атмосферное электричество, эта книга окажется откровением.
В книге показано, что в области так называемого электричества ясного неба не
проведено удовлетворительных исследований, но сами проблемы недостаточно
четко поставлены.

Так, одновременно с вопросом, поставленным Чалмерсом в последней главе
этой книги, «Не исчерпано ли уже содержание науки об атмосферном электриче-
стве?», был получен и ответ: «Не исчерпано»; более того, продолжают выяс-
няться многие фундаментальные факты и, видимо, только сейчас мы начинаем
понимать основные закономерности этой науки.

Послесловие в общих чертах рассказывает об этих фактах и закономерно-
стях. Более подробно читатель может познакомиться с ними в литературе, пояс-
няющей примечания редактора.

1. Новые тенденции в атмосферно-электрическом приборостроении. В тече-
ние многих лет одной из основных трудностей, с которыми сталкивались кон-
структоры атмосферно-электрической аппаратуры, была необходимость поддер-
жания высокого качества изоляции. Появление динамических методов измерения
позволило на много порядков величины снизить сопротивление изоляции аппа-
ратуры, измеряющей напряженность электрического поля. Однако в приборах,
измеряющих электропроводность воздуха и концентрацию ионов, высокое каче-
ство изоляции рассеивающего тела или собирающего электрода казалось прин-
ципиально необходимым. Использование высокочувствительной измерительной
аппаратуры, введение охранных колец изоляторов, на которые подается напря-
жение с выхода измерительной аппаратуры (так что ток утечки вызывается не-
значительной разностью потенциалов между входным напряжением и напря-
жением на охранном кольце), и, наконец, введение жесткой почти 100%-ной от-
рицательной обратной связи, охватывающей и вход аппаратуры, позволило на
4—5 порядков величины снизить сопротивление изоляции. Дальнейшим шагом
в атмосферно-электрическом приборостроении явилось использование рассеиваю-
щего тела (электрода), взвешенного в потоке изучаемого воздуха. Потенциал
электрода или ток на него определяется по данным о напряженности поля или
об изменениях последней, создаваемых заряженным электродом. Напряженность
поля измеряется с помощью электростатических флюксметров. Использование
рассеивающего тела, взвешенного в потоке, принципиально исключило вопрос о
влиянии качества изоляции на работу рассмотренных видов приборов.

Распространение атмосферно-электрических измерений на облака, осадки,
туманы, метели и другие аэрозольные образования в атмосфере выдвинуло новую
задачу: исключение влияния заряжения рассеивающих электродов приборов,
измеряющих электропроводность воздуха, концентрацию ионов и величину объ-
емных зарядов, возникающего за счет взаимодействия рассеивающего электрода
с аэрозолем. Это взаимодействие возникает под влиянием трех факторов: пе-
редачи заряда электроду заряженными частицами аэрозоля, снятия заряда
-С заряженного электрода отрывающимися от него частицами аэрозоля и заряжение
электрода отрывающимися частицами, заряжающимися за счет различия химиче-
ских потенциалов частиц и коллектора. Токи, вызываемые аэрозолями, могут пре-
восходить во много раз токи полезных сигналов и, таким образом, делать изме-
рения невозможными. С увеличением скорости потока, проходящего через при-
бор, токи аэрозольного заряжения интенсивно возрастают, что особо осложняет
измерения, проводимые с помощью самолетов и ракет. Применение компенса-
ционных методов измерения и конструкций, отклоняющих поток аэрозолей от
электродов приборов, позволяет уменьшить этот источник ошибок измерения, но
не дало пока возможности его устранить.

Заметным источником ошибок при измерениях напряженности поля могут
стать токи, текущие из атмосферы на прибор. При измерениях в высоких слоях
атмосферы токи из атмосферы могут создавать сигналы, в десятки, а то и в
сотни п даже тысячи раз превосходящие полезные сигналы. Эти токи модулиру-
ются экраном флюксметра с той же частотой, что и токи сигнала и поэтому их
влияние нельзя исключить с помощью частотных фильтров.

Применение в электростатических флюксметрах электродов, «прозрачных»
для токов, но непроницаемых для поля, а также использование фазовых детек-
торов позволило в тысячи раз увеличить величину отношения сигнала к шуму
и открыло возможность использования электростатических флюксметров для из-
мерений в высоких слоях атмосферы и космическом пространстве.

В последнее время методы локации гроз были пополнены еще одним мето-
дом, позволяющим создать аппаратуру, локализующую отдаленные грозы. Ме-
тод основан на измерении разности времен прихода сигналов различных частот
от атмосферика. Эта разность возникает вследствие различных фазовых скоро-
стей распространения волн различной длины. Выбирая подходящую модель ско-
рости распространения волн в атмосфере, можно локализовать грозы, лежащие на
удалении в несколько тысяч километров.

К общим тенденциям современного атмосферно-электрического приборострое-
ния относится стремление измерять не только средние значения элементов, но и
их флуктуации, зачастую весьма кратковременные.

Эта тенденция, естественно, ведет к стремлению уменьшить инерцию аппа-
ратуры и соответственно к использованию методов электроники и принципов
построения датчиков, позволяющих реализовать эту тенденцию. Новые тенденции
возникли в зондировании электрических характеристик свободной атмосферы.
Выяснилось, что атмосфера существенно горизонтально неоднородна. Так, два
зонда, выпущенные одновременно в одной точке, могут показать значения потен-
циала на высоте несколько тысяч метров, отличающиеся друг от друга на де-
сятки процентов при полной идентичности использованной аппаратуры. Поэтому
вертикальное зондирование, особенно в континентальных районах, требует одно-
временного осреднения по горизонтали. Последнее может быть достигнуто либо
одновременным выпуском большого числа зондов, либо проведением зондирова-
ния с помощью самолетов.

2. Элементарные процессы электризации. Все многообразие процессов элек-
тризации частиц, рассмотренное Чалмерсом, оказалось возможным свести к двум
•физическим процессам: электризации, связанной с захватом частицами аэроионов,
и электризации, связанной с процессом обмена зарядами между частицами. На
оба процесса может оказывать действие электрическое поле. Если на начальной
стадии развития облаков электризация частиц может в заметной степени зави-
сеть от ионного захвата, то на последующих стадиях электризация частиц свя-
зана с разрушением контактов между ними, а процессы захвата ионов ведут
в основном к уменьшению зарядов, возникающих на частицах за счет контакт-
ных явлений. Было получено соотношение, позволяющее обобщить процессы за-
хвата ионов как в отсутствие электрического поля, так и при его наличии.

Величины зарядов, возникающих на частицах при нарушении контакта между
ними (в том числе и при разрушении частиц), пропорциональны разности их хи-
мических потенциалов, емкости между ними в момент разрыва контакта и зави-
сят от соотношения размеров частиц, их электропроводности и скорости разделе-
ния частиц в пространстве. Различие в химических потенциалах частиц зависит
от различия их температур, химического состава, фазового состояния, кри-
сталлического строения, примесей на их поверхностях, а также от различия за-
рядов на частицах. Все это многообразие факторов, воздействующих на электри-
зацию частиц при разрыве контактов между ними, порождает обилие эффектов
элементарной электризации, если основываться на описании внешних условий их
проявления. В этом отношении интересно, что даже эффект Воркмана и Рей-
нольдса (когда в процессе замерзания слабых водных растворов электролитов
возникают разности потенциалов, достигающие нескольких сотен вольт) сводится
к контактному механизму. Величина зарядов, разделившихся по обе стороны
границы фаз, та же, что и при статическом процессе, а неожиданно большие по-
тенциалы возникают за счет того, что во время движения границы емкость
между разделяющимися зарядами мала.

Если частицы с различными химическими потенциалами не имеют система-
тического различия в размерах, то, хотя в облаке появляется множество сильно
заряженных частиц, макроразделение зарядов в пространстве не происходит.
Если же существует и систематическое различие в размерах, то в облаке по-
являются объемные заряды. Если мелкие частицы в среднем обладают химиче-
ским потенциалом, отличающимся от химического потенциала крупной частицы,
то крупная частица при повторных столкновениях с мелкими будет накапливать
заряд. Этот эффект, присущий коллективным взаимодействиям, может приводить
к появлению больших зарядов на крупных частицах. Максимальный заряд, при-
обретаемый крупной частицей в этом случае, относится к заряду, получаемому
ею при одиночном столкновении, как квадраты радиусов крупной и мелкой ча-
стиц. Эффект накопления позволяет понять, почему заряды частиц осадков могут
заметно превышать заряды частиц, наблюдаемые в лабораторных экспериментах.

В облаках смешанного строения различие между химическими потенциалами
частиц в разных фазах и различие в их размерах обычно велики, поэтому в этих
облаках наблюдаются чаще всего наиболее острые электрические эффекты.

Изменения химического состава частиц, происходящие как в результате есте-
ственных процессов, так и в результате активных воздействий, могут привести
к изменению как электризации отдельных частиц, так и облаков в целом.

3. Электричество облаков слоистых форм. Систематические исследования
электрической структуры облаков слоистых форм, проведенные с помощью са-
молетов, показали, что эти облака электрически заряжены. Хотя эти облака пре-
имущественно поляризованы положительно, значительная их часть поляризована
отрицательно. Облака могут также обладать избыточным зарядом одного знака.
Облака смешанного строения электризуются сильнее, чем облака, состоящие це-
ликом из жидких или твердых частиц. С ростом толщины облаков и с усилением,
осадков из них электризация растет.

Распределение напряженности поля в облаках данного вида подчиняется
нормально-логарифмическому закону. Дисперсия и среднее значение напряжен-
ности поля наиболее велики для слоисто-дождевых облаков; наименьшие зна-
чения отмечаются для слоистых и слоисто-кучевых облаков. Неожиданным ока-
зался тот факт, что электрические поля напряженностью 100 000 В/м, присущие,
как казалось, только грозовым облакам, можно встретить и в облаках слоистых
форм, хотя вероятность возникновения таких полей в последних заметно меньше,
чем в грозовых облаках.

Было отмечено, что облака слоистых форм, как дающие, так и не дающие
осадки, являются своеобразными электрическими генераторами, активность этих
генераторов в среднем растет по мере смещения к экватору.

Выяснилось, что если из облаков выпадают осадки, заряженные электриче-
ством одного знака, то это ведет к возникновению (за счет токов электропро-
водности) в верхней части облака заряда, одноименного с зарядом осадков.
Заряд того же знака возникает и в нижней части облака и, естественно, в зоне
осадков. Иными словами, электрическая структура слоисто-дождевых облаков
подобна структуре грозовых облаков и может возникать в результате одного
процесса электризации, общего для всего облака.

Существенную роль в электризации облаков слоистых форм и особенно
слоисто-дождевых облаков играют контактные процессы электризации. Хотя
плотности токов, текущих в слоисто-дождевых облаках, на несколько порядков
величины меньше возникающих в кучево-дождевых облаках, общий их вклад
в обмен зарядами между землей и атмосферой заметен и должен учитываться
в общем балансе этого обмена.
Существование в облаках слоистых форм зон неоднородностей, напряжен-
ность электрического поля в которых на несколько порядков величины превы-
шает средние значения, приводит к поражениям самолетов электрическими раз-
рядами. В этих зонах электрические силы могут заметно сказаться на процессе
укрупнения частиц и даже на их фазовом состоянии. Поскольку усиление обоих
последних процессов ведет в свою очередь к усилению электризации, случайно
возникающие флуктуации увеличенной плотности частиц или усиленного электри-
ческого поля будут вести к дальнейшему возрастанию величины этих флуктуа-
ций.

4. Электричество гроз. «Классическая» модель грозовых облаков, рассмот-
ренная Чалмерсом, оказалась недостаточной — реальная модель более сложная.
В облаке помимо основных зарядов, создающих основное поле облака, суще-
ствуют зоны — относительно небольших размеров, порядка сотен метров,— в ко-
торых наблюдаются повышенные плотности объемных зарядов и электрические
поля больших величин.

Для возникновения молнии необходимо, чтобы, во-первых, напряженность
поля, создаваемая основными зарядами облака, была достаточной для ее под-
держания на всем пути ее развития, т. е. величиной около 100 000 В/м; во-вто-
рых, чтобы напряженность поля на границах зон с электрической плотностью до-
стигала величины, необходимой для начала разряда, т. е. имела значение
1 000 000 В/м и более.

Остается неясным, как возникают зоны с экстремальными плотностями объ-
емных зарядов. В результате флуктуаций среднего объемного заряда облаков
возникают они или в результате воздействия интенсивных процессов электри-
зации в отдельных частях облака, где велики концентрации частиц и велика вод-
ность? В обоих случаях усиление турбулентности облаков, с одной стороны,
способствуют возникновению зон неоднородностей, а с другой — уменьшает вели-
чину основных зарядов облака, т. е. их электрическое поле. Таким образом, тур-
булентность и мешает и помогает развитию грозовых процессов. Это двойст-
венное поведение турбулентности осложняет учет ее роли в развитии грозовых
облаков и является причиной многих неудачных прогнозов.

Неожиданным оказалось, что электрическая структура грозового облака
может заметно изменяться по мере его развития. На первой стадии развития
облака в верхней его части может располагаться отрицательный заряд и лишь
после перехода к стадии зрелости возникает структура, рассмотренная в этой
книге.

Весьма примечательные данные были получены об электрических потерях
внутри облаков, об эффективной электропроводности в них. Оказалось, что
электрическая проводимость внутри грозовых облаков весьма велика и превы-
шает в десятки, а то и сотни раз значения электропроводности в чистом воздухе.
Таким образом, внутри облака происходят колоссальные электрические потери,
которые должна пополнить электрическая машина грозы, чтобы в облаке могли
возникнуть молнии. Иными словами, облако работает как короткозамкнутый ге-
нератор и ток во внешней части цепи — ток в атмосферу и на землю — состав-
ляет малую часть тока, текущего внутри облака. Процессы электризации в об-
лаке должны обеспечить, таким образом, не столько ток во внешней цепи,
сколько ток потерь. Соответственно подвергаются пересмотру механизмы
элементарной электризации, способные обеспечить возникновение грозовых яв-
лений. Механизм, создающий столь высокую проводимость, еще не ясен, но
можно считать установленным, что, помимо электрической, в грозовом облаке
существенную поль играет турбулентная проводимость.

Изменение величины проводимости конвективных облаков существенным об-
разом сказывается на вероятности возникновения грозовых явлений в них. Так,
даже в очень мощных облаках с большим содержанием воды (облака вблизи
экватора) грозовые явления могут не возникнуть вследствие большой проводи-
мости в них; в то же время в менее развитых облаках на севере могут возник-
нуть грозовые явления, если потери в них малы. Аналогичное объяснение спра-
ведливо, по-видимому, и для теплых гроз.

5. Токи над облаками. В стационарных условиях ток, текущий над облаком,
равен току, текущему от облака к земле. Так как токи у поверхности земли
трудно измерить (очень неточно измеряются токи коронирования, неточно опре-
деляются токи осадков), был предпринят ряд попыток измерить токи, текущие-
над облаками.

Измерения над грозовыми облаками в СССР показали, что в измеренных
районах ток над ними не превышает в среднем 0,1—0,2 А, в отличие от приво-
димых в книге значений 0,5 и 1 А. Если учесть к тому же, что заметный ток за-
ряжения создают и слоисто-дождевые облака, то становится необходимым пере-
смотр оценок роли облаков в заряжении земли в целом и в создании унитарных
вариаций поля и тока.

6. Общая теория происхождения атмосферного электричества. Было выяс-
нено, что существенный вклад в создание глобальных вариаций электрического
поля и тока может внести как изменение величины объемного заряда атмосферы,
так п его смещение по высоте. Разумеется, существенную роль в обоих этих про-
цессах играют облака. Можно предположить, что изменения условий конвекции
над поверхностью земли в целом, приводящие к изменениям как величины объ-
емного заряда, так и его расположения, определяют наблюдаемые унитарные
вариации тока и поля, а относительное постоянство характеристик конвекции для
всего земного шара в целом обеспечивает постоянство значений унитарных ва-
риаций. Так, например, было показано, что освещенная солнцем поверхность
океанов меняется в течение суток по тому же закону, что и суточная вариация
поля.

В этой модели действие «глобальных» генераторов электричества атмосферы
выступает как сумма действий всех «локальных» генераторов. Изучение послед-
них позволяет оценить действие первых.

7. Перспективы исследования атмосферного электричества. «Если в резуль-
тате добросовестно и квалифицированно проведенной работы количество того,
что предстоит сделать, увеличилось, то становится ясным, что проведена научная
работа»— это шуточное определение полностью относится к исследованиям по
атмосферному электричеству.

В повестку для исследований в этой области науки поставлены вопросы
управления электричеством облаков, в том числе и грозами. Управление грозой
существенно не только для защиты от ее опасных воздействий (грозы над аэро-
дромами, увеличение вероятности лесных пожаров), но и для более важной
цели — очистки атмосферы; вспомните, как легко дышится после грозы.

Решение задачи управления грозой является ключом к решению другой важ-
ной проблемы — точному, физически обоснованному прогнозу грозы.

Исследование атмосферно-электрических процессов, развивающихся в ги-
гантских по сравнению с лабораторными масштабах атмосферы, является сред-
ством познать фундаментальные законы физики. Если с точки зрения современ-
ного исследователя молния является парадоксом (так как они возникают при
напряженностях поля, при которых в лаборатории разряд не может начаться,
молнии бывают только большими определенной длины, тогда как в лаборатории
легче создать короткую искру, чем длинную, и т. д.), то исследования в атмо-
сфере позволяют установить более общие характеристики развития электриче-
ского разряда, в которых парадокс проступает закономерностью. В еще большей
мере сказанное относится к шаровым молниям. Исследователям электрогндро-
дпнамики и конструкторам ЭГД генераторов изучение атмосферного электриче-
ства, в котором работает много ЭГД генераторов, подскажет существенные об-
щие принципы и конструкции.

Выявились некоторые взаимозависимости метеорологических и атмосферно-
электрических процессов. Их вообще трудно противопоставлять потому, что
стало ясным, что вторые — органическая часть первых. Стало, например, ясным,
что электрические силы в облаках всех видов могут играть существенную роль
в развитии облаков.

Авиация, предоставившая мощные средства для изучения атмосферного элек-
тричества, сама нуждается в этих исследованиях для увеличения безопасности
полетов — для уменьшения эффектов статической электризации и вероятности
поражения молниями. Напомним, что, по зарубежным данным, молнии в сред-
нем поражают каждый самолет, находящийся в эксплуатации, один раз в году.

Высоковольтники и связисты, медики и специалисты по георазведке, инте-
ресуясь сведениями об атмосферном электричестве, сами в то же время пред-
ставляют материалы и средства для его исследования.
Атмосферно-электрические характеристики, наиболее чувствительные из всех
метеорологических элементов к загрязнениям, являются наиболее чуткими инди-
каторами воздействия человека на атмосферу. А это воздействие весьма заметно:
например, за срок немногим более 50 лет электропроводность воздуха даже
в середине Атлантики упала более чем в 2 раза. Поэтому атмосферно-электри-
ческие исследования на сети станций будут расширяться.

Для определения природы солнечных связен и их воздействия на тропосферу
необходимо иметь некоторый индекс, характеризующий деятельность земной ат-
мосферы в целом (а ие отдельных районов, как это делается сейчас). Унитарные
вариации напряженности поля и тока являются единственным доступным сейчас
индексом атмосферной деятельности в целом. Поэтому раскрытию связи уни-
тарных вариаций с процессами в атмосфере будет уделяться заметное внимание,
некоторые пути этих исследований раскрыты в настоящем послесловии.

В 1974 г. исполняется 125 лет одному из старейших геофизических инсти-
тутов мира — Главной геофизической обсерватории им. А. И. Воейкова. В связи
с этим хотелось бы отметить, что в решения многих вопросов, разобранных в по-
слесловии, т. е. в исследования последних лет, Главная геофизическая обсерва-
тория внесла значительный вклад.

Илья Имянчтов
ОГЛАВЛЕНИЕ

Предисловие.......................................................

Глава 1. Исторический обзор.......................................

Глава 2. Некоторые предварительные замечания......................

Глава 3. Облака, вода и лед......... .............................

Глава 4. Ионы и ядра..............................................

Глава 5. Вертикальный градиент потенциала.........................

Глава 6. Объемные заряды..........................................

Глава 7. Проводимость воздуха . ..................................

Глава 8. Ток проводимости атмосфера—земля.........................

Глава 9. Токи с острий............................................

Глава 10. Токи осадков............................................

Глава 11. Перенос заряда..........................................

Глава 12. Грозовое облако................................... ....

Глава 13. Негрозовые облака.......................................

Глава 14. Грозовой разряд.........................................

Глава 15. Атмосферики.............................................

Глава 16. Разделение зарядов......................................

Глава 17. Заключение..............................................

Литература........................................................

Послесловие.......................................................

149

158

175

194

216

240

254

280

286

325

330

363

377

415
а

Дж. А. ЧАЛМЕРС

АТМОСФЕРНОЕ ЭЛЕКТРИЧЕСТВО

Редактор Л. В. Царькова
Художник Н. И. Абрамов
Техн, редактор Л. М. Шишкова
Корректоры: Н. А. Балкина, Г. Н. Р и м а н т

Сдано в набор 25/УП 1973 г. Подписано к печати
30/Х 1973 г. Формат 60Х90’Л6. бумага тип. № 1. Печ. л. 26,5.
Уч.-изд. л. 31,65. Индекс МЛ-16. Тираж 1300 экз.
Заказ № 500. Цена 3 руб. 41 коп. Гидрометеоиздат.

199053, Ленинград, 2-я линия, д. 23.

Ленинградская типография № 8 «Союзполиграфпрома»
при Государственном комитете Совета Министров СССР
по делам издательств, полиграфии и книжной торговли.

190000, Ленинград, Прачечный пер., 6
ВНИМАНИЮ
СПЕЦИАЛИСТОВ
МЕТЕОРОЛОГОВ!

Готовится к выпуску в 1974 году
3-е дополненное и переработанное из-
дание «МЕТЕОРОЛОГИЧЕСКОГО
СЛОВАРЯ». Сост. — С. П. Хромов и
Л. И. Мамонтова. Ориентировочная
цена 4 р. 20 к.

В словаре даются определения и
объяснения более 7000 терминов, от-
носящихся к метеорологии, климато-
логии и частично к смежным наукам.

Заказы просим присылать
в специализированный магазин
Гидрометеоиздата: 197101,

Ленинград, Большой пр., д. 57,
магазин № 15 Ленкниги.

ГИДРОМЕТЕОИЗДАТ