梯级先导是地闪放电的始发阶段,也是地闪过程中的主要物理过程之一。对于先导过程的基本认识主要来自于早期的条纹相机。由于先导过程在闪电物理和雷电防护研究中的重要性,以及近年来空中人工引发雷电技术（Hubert et al., 1984; Laroche et al., 1991; Liu et al., 1994）和微秒和亚微秒时间分辨率探测手段的发展，对梯级先导的研究日益增多(Rakov et al., 1998;Krider et al., 1977;Mazur and Ruknke, 1993; Kawasaki and Mazur, 1992; Chen et al., 1999; Wang et al., 1999a, b,c; 王才伟等，1998)。本章主要针对自然闪电中的梯级先导进行讨论，有关人工引发雷电中先导的观测，请参见本书第六章。
梯级先导的一般特征
梯级先导是发生大电流回击过程之前必不可少的弱电离过程，它为回击过程开辟通道。不同研究者所得到的先导过程电场变化持续时间列于表4-1中。
表4-1 不同研究者得到的首次回击前先导过程电场变化持续时间
作者 | 观测地点 | 样本数 | 持续时间（ms） |
Schonland等(1938) | 南非 | 72 | 9～12 |
Malan和Schonland(1951) | 南非 | 20 | 8 |
Pierce(1955) | 英国 | 332 | 43 |
Clarence和Malan(1957) | 南非 | 234 | 30 |
Kitagawa(1957) | 日本 | 41 | 26 |
Kitagawa和Brook(1960) | 新墨西哥 | 282 | ～40 |
Ishikawa(1961) | 日本 | 185 | ～35 |
Krehbiel等(1979) | 新墨西哥 | 4 | 36 |
Thomson(1980) | 新几内亚 | 53 | ～21 |
Beasley等(1982) | 佛罗里达 | 79 | 18 |
Richard等(1986) | 象牙海岸 | 3 | 23 |
Proctor(1988) | 南非 | ～60 | ～46 |
Rakov(1990) | 佛罗里达 | 71 | 35 |
Kawasaki(1992) | 日本 | 6 | 17 |
Rakov(1994) | 佛罗里达 | 70 | 35 |
图4-2a给出了1998年7月25日在甘肃省中川地区一次雷暴过程中测量得到的一次负地闪慢天线电场变化波形。该负地闪发生于距测站约7km处。它包含有两次回击，首次回击记为R1，继后回击记为R2，两次回击间的时间间隔为106ms。图4-2b给出了首次回击R1及之前约400μs内的先导过程所对应的电场变化波形，可以看出梯级先导的辐射特征为单个脉冲的形式。
图4-2 一次负地闪首次回击及梯级先导电场变化波形。
（a）首次回击之前的总体电场变化波形；(b)时间展开后的梯级先导过程。
根据条纹照相（图3－4）得到的梯级长度和向地面传播的速度，Schonland(1938)将梯级先导分为a和b两种类型。a型先导向地面的传播速度稳定，约为105m/s，梯级长度和发光强度变化不大，但比b型先导的长度短，而且亮度也较弱。b型先导以较长、较亮的梯级开始，向地面传播的平均速度为106m/s，在云底附近有较多的分叉，而当其接近地面时，则与a型先导类似。a型先导的梯级长度为10－200m，梯级间的时间间歇为37－124ms。通常梯级间的间歇越长，随后的梯级长度也越长。Kitagawa(1957)利用电场变化记录得到在远离地面时平均的梯级间歇为50ms，随着先导接近地面，减小为13ms。最近的工作证实，在回击之前几百微秒内，由梯级先导产生的电场脉冲之间的时间间隔为5－20ms，平均值约为15ms（Krider and Radda,1975；Krider et al., 1977；Beasley et al., 1983;Cooray and Lundquist, 1982, 1985；余晔等，2000）。表4-2给出了不同作者在不同地区所得的先导过程最后一个脉冲与回击之间的时间间隔DTLR和幅度之比 RLR 结果的对比。
表4-2 各不同作者在不同地区所得 DTLR和 RLR 结果的对比
作者 | 地点 | 闪电距离（km） | ΔTLR（μs） | RLR |
Krider and Radda（1975） | 佛罗里达 | 100～200 | 14.9 | 0.1 |
Krider | 佛罗里达 | 30～100 | 11.0 | 0.13 |
（1977） | 亚利桑那 | 20～50 | － | 0.07 |
Corray et al.（1985） | 斯里兰卡 | 100～200 | 9.8 | 0.1 |
余晔（2000） | 广东 | 近距离 | 12.7 | 0.1 |
梯级先导通道底部2－3km内的二维速度为0.8－26×105m/s，估计其最小的三维速度为1×105m/s （Schonland， 1956)，最常见的二维速度为1－2×105m/s。 Chen et al.(1999)曾经利用0.1μs时间分辨率的光学观测设备对两次下行梯级负先导进行了观测，发现梯级先导的开始于一系列尖锐的光脉冲，300-400μs之后光输出将以上升缓慢、持续时间相对较长的浪涌变化和光强持续增加的连续发光部分为特征。梯级先导A的整体速度为4.5-11.2×105m/s,梯级长度为7.9-19.8m，梯级间隔为5-50μs，光脉冲0-100%的上升时间为0.5-3.5μs；梯级先导B的速度为4.9-5.8×105m/s,梯级长度为8.5m，梯级间隔为18-21μs，0-100%的上升时间为0.6-1.2μs。
通常发光梯级先导的直径为1－10m(Schonland,1953)，先导的电荷也包含在几乎同样尺寸的通道中，但先导电流应该流动在直径为几毫米的中心核内。Williams and Brook(1963)利用磁场测量得到两个梯级先导的平均电流为50－63A。Thomson 等（1985）在Florida利用62个梯级先导接近地面时产生的电场变化得到梯级先导电流为100A－5kA，平均值为1.3kA。梯级先导的总电荷为10－20C（Brook et al., 1962）,由此得到的单位梯级长度的平均电荷为10-3C/m。
先导的始发理论
关于先导始发的两个经典理论是Schonland（1938，1953，1956）的引路先导模式和Bruce (1941,1944)电晕－电弧转化模式。简单来讲，Schonland的先导模式认为先导通道是一个半径为1m径向特性均匀的柱体，而Bruce的先导模式则把先导通道看成是一个由电晕壳包围的中心弧核。下面分别对这两个模式进行一个简单的回顾。
A． Schonland的引路流光理论
Schonland（1938，1953，1956）在最初对先导机制的讨论中认为梯级先导是一个径向特性均匀半径为1m的柱形通道。之后，Schonland（1962）又提出了更进一步的先导模型，即在先导通道中心存在一个与电弧相似的细导电核，导电核被一个半径为几米的电晕壳所包围。先导电流主要在核内流动，而先导电荷则由电晕壳所携带。
Schonland（1938）考虑到1×105m/s的最小观测先导平均速度以及基本不变的梯级长度和间歇时间比值，提出了引路流光（pilot streamer）的存在。引路流光理论认为在先导头部的空气击穿可以分为两个阶段。第一阶段：弱电离的引路流光以1.5×105m/s-8.0×105m/s的速度前进10-80m的距离。第二阶段：在引路流光前进期间保持静态的高度电离先导突然前行，并形成一个快而亮的梯级。梯级的速度超过5×107m/s ，持续时间为1μs量级。在到达引路流光根部时，先导停止，而流光又开始了下一次的发展。Schonland（1962）认为只有引路流光后面的通道携带有足够的电流以支持引路先导时它才能够向前传播，而且梯级过程的作用是维持通道能够持续导电。一般认为引路流光发光较弱，因此无法进行照相观测。引路流光的发展速度应不低于其头部的电子漂移速度，因为流光作为气体中的击穿波，只有当其前部的电场大于击穿的临界电场时，才能通过电离和雪崩而前移。因此，流光的速度应以临界场中的电子漂移速度为下限。
引路流光存在的另一证据是梯级先导在地面产生的静电场没有明显的变化（1962），梯级过程的变化不到间歇期间的十分之一，从而通道中电荷的转移主要通过连续的引路流光过程来输送。
B. Bruce 电晕－电弧转化理论
对梯级通道的形成比较直接的解释是由Bruce(1941,1944) 在实验室实验的基础上提出的。Bruce的理论强调了电晕电流的重要性，认为梯级的产生是由于发生了电晕到电弧的突然转化。按照Bruce的实验，由于先导尖部的高电场，使通道前面的那些区域处于毛刷状或辉光放电状态，由于通道核心和周围空间之间存在很高电位差，在核心周围将产生径向电晕放电，单位长度上的电晕电流随着辉光放电长度的增加而增加，当达到临界电流IT＝100A/m，就转化为具有弧光特性的放电通道，此放电通道的延伸，就形成了明亮梯级；转化一旦发生，只要通道中电流不低于总转化电流的十分之一，就可保持通道的弧光特性，而不会返回到辉光状态。但在电晕外端的十分之一长度上，情况并不如此，因而重新返回到电晕状态，而在下一次电晕过程中，才真正转化为电弧通道而发亮，因而每一次梯级过程使前一次梯级百分之十的长度重新发亮，而全新的部分占百分之九十。
辉光区域中任一点单位长度上的电流Ic正比于相对于周围环境的电位,即
 | （4-1） |
为该点到电晕起始点的距离，X为放电前部区域的电场，先导尖部的电流l应足以提供径向电晕和辉光延伸所需要的电流，从而
 | （4-2） |
将（4-1）式代入（4-2）式，得
 | （4-3） |
其中L为梯级长度，在（4-1）式中，以L代替l就可得电晕到电弧转化条件
 | （4-4） |
利用实验室外推得到的电晕常数k=4.0×10-15，Bruce（1944）计算了向上梯级先导的梯级电流和梯级长度及由于消耗电矩而在地面产生的电场变化，得到的梯级电流为5kA，基本和观测结果相符。在Bruce 的观点中，由高电压的弧光区域到周围空气的径向电流在先导的总体物理过程中扮演了十分重要的角色。Piecre(1955)曾经讨论了空间电荷在抑制这一径向电流中所起的作用。
Wagner 和Hileman（1958，1961）在实验的基础上，提出了类似于Bruce模式（1941，1944）的丝状放电理论。他们认为上一个先导头部的电晕区由许多丝状通道组成，每个丝状通道根部的电流随丝状长度的增加而增大，当其中一条中的电流足够大时，便会发生向电弧的突然转换，转换一旦发生，便会把其它丝状通道中的电荷短路掉，变成一个先导梯级。
对梯级先导的的光谱测量(Orville, 1968)，证明了Bruce(1941,1944)理论中先导通道结构观点的正确，其突然转化的观点及其对关于通道形成的看法也有一定的合理性，然而由于闪电过程中的电晕电流与纵向伸展电流相比完全可以忽略(Heckman and Williams, 1989)，因此，Bruce(1944)模式中大的电晕电流并不能解释负先导的梯级性。
除上述模式之外，Griffiths和Phelps（1976）曾经用正电晕流光的发展对梯级先导在低环境电场中的始发进行了解释；Thomson（1985）利用dE/dt波形特征讨论了先导的传播特征，对倾斜、分叉和三维分布情况下的先导传播特征分别进行了分析，为解释近距离闪电先导的静电场波形提供了理论基础。另外，对单个先导梯级辐射场波形进行模拟的Uman-McLain模式(1970)、Klingbeil和Tidman（1979）有关梯级先导发展的流体动力学模式以及Bondiou和Laroche(1992)以实验室长空气间隙放电的火花模式为基础而建立的正先导发展模式推动了闪电物理的理论和定量化研究，为观测试验提供了必要的理论指导。事实上，梯级先导为何会以梯级先导的形式出现，目前为止并没有一个满意的定量解释。上述理论虽然给出了梯级形成的一个基本的物理模型，但是并没有给出电晕和弧光形成的物理本质。关于击穿过程的复杂性可以参见Loeb（1966）的梯级先导理论，另外还有Klingbell and Tidman(1974a);Phelps(1974); Klingbell and Tidman(1974b)等的模式。
Uman and McClain(1970)提出的传输线模式理论，其梯级电流可以很好的解释观测到的电磁场。他们的分析中使用了Pierce(1955)和Arnold and pierce(1964)认为的标准梯级先导波形。有关这一模式的介绍，请参见回击模式部分。
先导的静电学模式
在闪电研究中，一般情况下，我们并不关心稳态电荷的精确值。一次闪击过程引起的电荷变化，在测量到的电场变化中可以被反映出来。由于这种电荷变化比起空间电荷或与闪电无关的云电荷的重新分布要快得多，因此我们可以认为测量到的电场变化与空间电荷或云电荷无关。下面将对两种不同的先导过程静电学模式进行讨论，由此可以计算先导在地面产生的静电场。
A.源电荷模式
假定一个发展完善的先导通道可以等效为一个位于地表上空均匀带电的垂直线电荷（如图4-3a，线电荷密度为ρL）。考虑到导电地球的镜像作用，则起始于高度HT的先导在距地面水平距离为D处的电场为(Uman, 1987)：
 | V/m (4-5) |
 | V / m (4-6) |
其中，ρL l为源电荷失去的电荷量。 现在我们考虑一个负电荷先导从一球对称负电荷区中向下移动时的情况。这种情况类似于于直窜先导的情况，在一定程度上，也类似于梯级先导的情况。先导上端在源电荷中心，高度为H，因此方程（4-5）和（4-6）中的HT = H，l = H-HB,由于先导的延伸和源电荷的减少而造成的电场变化为：
 | (4-7) |
图4-3 源电荷模式(a)和不荷电双向先导模式(b)示意图
其中t =0时，x = H，为先导起始时刻。随着时间增加。HB降低直到先导接地，这时，HB = 0。如果先导尖端的速度v不变，L = vt。在靠近先导处的测量结果应是负场变化。而在远距商测量应有正场变化。当先导接地时，H/D = 1.27。场变化为零。对更大的H/D，场为负，更小的H/D，场为正。由近距离先导过程造成的电场变化应具有钩形，而当H/D<<1时，如果先导头部的速度不变，则电场变化应该具有抛物线形。为此，我们可以假定HB = H-l和H都较D要小的多，阶大于(H/D）2的项可以忽略，因此有：
 | V / m (4-8) |
对于带正电荷的先导从正的云电荷激发时引起的电场变化极性相反。
现在考虑一个负极性先导从负电荷中心向上发展的情况。这种情况类似于先导从云内的负电荷中心向上部的正电荷发展，从而引发云内放电的情况。在这种情况下，HB = H，l = HT - H,在地面产生的电场变化为：
 | (4-9) |
这里t = 0时，HT = H。之后，HT随时间而增加。在较近的距离上，初始电场为正，远距离上初始电场为负。正先导从正电荷区向上发展引起的电场变化极性相反。ΔE = 0时，HT/D = 1.27。
有关不垂直地面和非均匀电荷分布的复杂先导静电模式的讨论可以参见Huzita and Ogawa(1976)和Thomson(1985)的工作。
B.不荷电双向先导模式
1950年，Kasemir（1950）将静电学基本原理应用于闪电现象中，认为闪电可以等效为环境电场中的一个导体，从而提出并发展了双向发展、整体不荷电先导模式的概念（Kasemir，1950，1960，1986）。这一概念在很长时间内并没有引起人们的重视。直到二十世纪八十年代， NASA一架装备有仪器的飞机在雷暴中飞行被闪电击中时，这一概念才第一次被证实。观测表明大量的闪击开始于飞机机体并双向发展（Mazur et al.，1984），以后进行的闪击时电场变化、闪电电流和光学等飞机观测都与Kasemir的不荷电双向发展先导概念一致（Mazur, 1989a, Moreau et al., 1992）。之后，有许多关于闪电双向先导的研究，比如法国法国国家空间物理研究中心（ONERA）根据实验室测量和飞机穿云观测建立了双向先导模式，并得到了许多重要结果（Laroche, 1989； Bondiou-Clergerie et al., 1996; Bondiou-Clergerie et al., 1994； Castellani A.,1995)。Mazur and Ruhnke(1993)也利用双向先导的静电模式对观测到的闪电物理过程进行了讨论。下面给出双向先导静电模式的基本图象(Mazur and Ruhnke, 1993)。
图4-3b为双向先导模式示意图。假定一个垂直地面的双向先导开始于高度为HT处的一个中性区域，并同时向上、下发展。先导电流的源是导电通道中流动的感应电荷。在距垂直电荷源dQ=q(z)dz水平距离为D处的地面电场变化
 | (4-10) |
单位长度的电荷量q(z)随高度线性变化，并在先导的激发点HT处为零：
 | （4-11） |
ሀ
其中斜率k由环境电场和通道尺寸决定。现在假定正、负先导分别以相同的速度朝向和背向地面传播，那么由此造成的地面电场变化为：
 | （4-12） |
这里HA为通道顶端的高度，HB为通道底端的高度，z是垂直坐标，零点在地面。将上式积分后得：
 | （4-13） |
当通道到达地面时，HB=0，HA= 2HT，E(z=0)=E0，(4-13)变为
 | （4-14） |
E0= 0时HT/D=0.98。
