对地放电首次回击之后的回击常由直窜先导激发。之所以被称为直窜先导，主要原因是在条纹相机拍摄到的照片上，他们表现为一根发亮的细线，或者象几十米长的箭一样向地面传播，通常没有分叉。直窜先导沿前一次回击的残留通道向下运动，并将电荷沉积在通道中，如果上一回击为首次回击的话，它可能还会使其中的一个或多个分叉发亮，但一般来讲，只有主通道将成为继后回击的路径。
观测结果
直窜先导发光的尖部长度可由条纹相机拍摄到的直窜先导照片的宽度确定。Schonland and Collens(1934)首次对直窜先导的尖部长度进行了测量，发现9个先导的平均长度为54m，分布范围为25－112m。Oville and Idone(1982)曾经进行了类似的测量，发现测量得到的尖部长度在一定长度上依赖于胶卷的感光频带，而且和背景光也有一定关系。大部分情况下，在通道底部的发光尖部长度较短。Idone and Oville(1984)对人工引发雷电中的19个直窜先导得到的平均长度为50m，分布在15－90m的范围内。
表4－5给出了不同作者得到的直窜先导的传播速度。不同作者得到的速度分布范围一致：下限为1－3×106m/s，上限为21－23×106m/s。除Schonland et al.(1935)之外，其他研究者得到的平均值都近似为1×107m/s。通常当直窜先导接近地面时，速度减小（Schonland et al., 1935）。但是Orville and Idone(1982)对16次直窜先导的观测发现其中有4次在接近地面时速度增加。当然由于照相测量是两维的，速度的明显变化可能由通道几何特征的变化而引起。例如：对于一个常量的传播速度而言，假定通道在地面附近近似垂直地面，而上部通道倾斜，则在上部测量到的两维速度将低于下部。
表4－2 不同作者得到的直窜先导的传播速度
研究者 | 样本数 | 平均值(106m/s) |
Schonalnd et al.(1935) | 55 | 5.5 |
McEachron(1939) | 17 | 11.0 |
Berger(1967) | 80 | 9.0 |
Hubert and Mouget(1981) | 10 | 11.0 |
Orville and Idone(1982) | 21 | 11.0 |
一般来讲，直窜先导的速度与前一次回击和先导之间的时间间隔有关，高速对应于较短的时间间隔，低速对应于较长的时间间隔（Schonland et al., 1935； Schonland, 1956；Winn, 1965； Jordan et al.1992）。Jordan et al.(1992)曾经利用光学和电场以及光学和电流的同步观测资料对Florida发生的11个自然闪电和36个火箭引雷以及New Mexico的32个火箭引雷中的直窜先导速度和随后一次回击的初始电场峰值、电流峰值以及前一次击间时间间隔之间的关系进行了详细分析，发现在自然和火箭引雷中的直窜先导速度都和随后一次回击的初始电场峰值或电流峰值成正相关，直窜先导速度有随前一次击间时间间隔的增加而减小的趋势。Idone et al.(1984)也曾发现人工引雷中的直窜先导速度和随后的回击峰值电流有正相关，但没有发现其速度和回击间隔之间明显的相关。Orville and Idone(1982)认为在同一次闪电中的直窜先导亮度和随后的继后回击亮度之间有正相关。 Guo and Krider(1985)发现在Florida观测到的726个多回击闪电中有39个闪电至少有一个直窜先导单位长度的光输出可与随后的回击相比拟。
当回击之间的时间较长时，直窜先导将从连续移动的先导转化为梯级先导。此时的梯级先导相对于首次回击前的梯级先导而言，速度相对较快，梯级长度相对较短，梯级间的间歇时间也相对较短。这种相对快速的梯级仍然沿原有的回击通道传播，有时，直窜先导或直窜－梯级先导可能会另辟新径，而不沿原来的通道传播，这时的先导将转化为正常的梯级先导。直窜－梯级先导的的梯级长度为10m左右，梯级间的时间间隔约为10ms（Schonland, 1956; Orville and Idone, 1982）。Krider et al.(1977)曾经利用直窜－梯级先导产生的脉冲式电场变化对梯级间的时间间隔进行了分析，发现在Florida 和Arizona的结果分别为6.5ms和7.8ms，而相应的首次回击之前的梯级间歇时间分别为15.9和25.3ms。余晔等（2000）也曾经对20次负地闪所包含的202个直窜-梯级先导脉冲间时间间隔进行了统计，得到的平均时间间隔为9.4μs，均方差为5.5μs ，而且也发现继后回击前直窜-梯级先导脉冲间的时间间隔比首次回击前梯级先导脉冲间的时间间隔短。
直窜先导在VHF段（Takagi,1969; LeVine and Krider,1977;Rustan, 1979; Rust et al., 1979; Hayenga, 1979; Rustan et al., 1980）和400－2000MHz的微波段（Brook and Kitagawa, 1964; Rust et al., 1979）产生较强的辐射。对这些辐射的定位研究发现他们可能来自于云中，而非从云到地的通道中（Rustan, 1979; Hayenga, 1979，1984; Rustan et al., 1980）。LeVine and Krider（1977）发现直窜先导的RF辐射开始于回击之前的265ms。Takagi（1969）指出直窜先导的辐射开始于回击前的100－1000 ms。而LeVine and Krider（1977）以及 Brook and Kitagawa（1964）则认为在回击之前100ms时高于100MHz的辐射将停止，而3MHz的辐射一直要持续到回击期间。Takagi（1969）发现在60－420MHz频段约三分之一的直窜先导在回击前50ms停止辐射、约三分之一在回击开始时停止辐射，余下约三分之一的直窜先导辐射将持续到回击期间。
理论讨论
Uman and Voshall(1968)的计算表明在几十毫秒的回击间隔之后并不需要特殊的机制来保持闪电通道处于直窜先导可以被激发的状态。虽然，首次回击通道在没有能量输入时，通道的温度逐渐衰减，在经过几十毫秒的回击间隔后，通道温度仍然高于环境温度约一个数量级，并处于导体和绝缘体的转换阶段。通道的温度决定了通道的电离度，因此也决定了通道的电导率。直窜先导的行为受前一次回击通道的电导率、半径和重粒子浓度的影响。由于通道半径随时间的变化不大，因此通道的电导率和重粒子浓度可能是控制直窜先导行为的主要因素。按照Uman and Voshall(1968)的观点，在回击间歇后期通道的温度为3000K左右，而这一温度也是空气由绝缘体向导体过渡的温度。这时通道的重粒子浓度比通道外部小一个数量级。电离速率和粒子的起电率反比于重粒子的浓度。对于一个与直窜先导波前相关的电场而言，无论原有通道是否有足够的电导率，但由于通道内部相对于外部而言，仍然保持较低的重粒子浓度，因此仍然是直窜先导的一个最佳路径（Uman, 1987）。
Jurenka and Barreto(1985)在总结前人工作的基础上，进行了电子密度梯度沿已有闪电通道传播特性的动力学分析。他们利用流体连续性方程、动量和能量守恒方程，发现一个电子冲击波（即电子密度在波前的突然增加）能够传播到一个弱电离的气体中而没有明显的衰减，其速度超过气体中约106m/s的电子声学速度，因此与直窜先导的速度一致。
