CC BY
78
Техніка сильних електричних та магнітних полів
УДК 621.3.022:537.311.8 М.И. Баранов
УСОВЕРШЕНСТВОВАНИЕ МИКРОДИПОЛЬНОЙ МОДЕЛИ ШАРОВОЙ МОЛНИИ И ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКОЕ РАЗВИТИЕ ТЕОРИИ ЭТОГО ЯВЛЕНИЯ
Запропонована нова електродинамічна модель кульової блискавки (КБ), що містить внутрішнє високотемпературне тороїдальне енергетичнеядро і зовнішню електронейтральну високополяризовану водяну оболонку. Енергетичне ядро такої КБ утворює електронні і протонні мікротори зі своїми елементарними спірально-кільцевими струмами, які направлені в протилежні сторони. Спірально-кільцеві електронні струми провідності ядра КБ створюють навколо нього сильне імпульсне азимутальне магнітне поле і надсильне вихрове радіальне електричне поле.
Предложена новая электродинамическая модель шаровой молнии (ШМ), содержащая внутреннее высокотемпературное тороидальное энергетическоеядро и внешнюю электронейтральную высокополяризованную водяную оболочку. Энергетическое ядро такой ШМ образуют электронные и протонные микроторы со своими элементарными спирально-кольцевыми токами, направленными в противоположные стороны. Спирально-кольцевые электронные токи проводимости ядра ШМ создают вокруг него сильное импульсное азимутальное магнитное поле и сверхсильное вихре-воерадиальное электрическое поле.
ВВЕДЕНИЕ
В свое время в [1-3] автором была предложена и в первом приближении математически описана микроди-польная модель шаровой молнии (ШМ), образующейся в воздушной атмосфере и содержащей в своем центре внутреннее сплошное отрицательно заряженное сферообразное электронное ядро радиусом г0е и внешнюю полую электронейтральную водяную оболочку радиусом г0 с многочисленными сферическими слоями радиально ориентированных электрических диполей высо-кополяризованных микрочастиц-сфероидов, состоящих из полярных округлых молекул воды радиусом гт^1,925-10-10 м, имеющих собственный электрический дипольный момент рт^6,2-10'30 Кл-м [4]. Водяная оболочка в микродипольной (по сути кластерной) модели ШМ как изолирует ее заряженное высококонцентрированное энергетическое электронное ядро от окружающей среды и тем самым увеличивает время его “жизни”, так и аккумулирует электрическую энергию в вакуумных нанозазорах величиной до 2гт между своими микродиполями-сфероидами [1-3]. Одним из основных недостатков этой модели ШМ явилось то, что в ее основу было положено лишь электростатическое взаимодействие связанных зарядов обеих полярностей с поверхностной плотностью атр5в0/('кгт2), где е0=—1,602-10-19 Кл
- электрический заряд электрона, электрических диполей микрочастиц-сфероидов воды оболочки ШМ друг с другом и с неподвижными свободными нерелятивистскими электронами сферического ядра рассматриваемого природного электрофизического феномена. Учитывая, что в соответствии с опытными данными международных наблюдений природной ШМ [5] предвестником этого атмосферного явления обычно является линейная молния (ЛМ), быстро протекающая в земной атмосфере (при длительности ее длинных сильноточных искровых разрядов в течение порядка одной секунды [6]), то более вероятным процессом образования и существования в воздушной атмосфере ШМ должен служить не электростатический, а электродинамический процесс, сопровождающийся ее достаточно быстрым возникновением, относительно медленным протеканием и взрывообразным или бесшумным распадом ее внутреннего энергетического ядра и внешней оболочки. В этой связи автору представляется целесообразным усовершенствовать ранее разработанную им микродипольную модель ШМ, внеся в нее элементы классической электродинамики, характерные для природной ШМ.
1. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЯ ШМ Рассмотрим локальную область воздушной атмосферы, в которой может протекать либо природная ЛМ с ее сильноточным грозовым электрическим разрядом, либо происходить дуговой электрический разряд, обусловленный как случайными аварийными режимами в электрических сетях переменного напряжения с протеканием тока короткого замыкания (КЗ), так и нормальными режимами работы высоковольтных сильноточных электроустановок различного технологического назна -чения. Пусть атмосферные условия удовлетворяют нор -мальным (температура воздушной среды равна 7^0 °С, а ее давление составляет р,я1,013-105 Па [7]) и в этой воздушной области присутствуют многочисленные полярные молекулы и микрочастицы воды. Принимаем, что из-за воздействия внешнего электрического поля с напряженностью Ев (например, от сильноточного канала ЛМ или дугового разряда в цепи электроустановки) наступает дополнительная электронная и ориентационная поляризация полярных микросфер воды и в них возникают индуцированные электрические дипольные моменты ре, а молекулы и микрочастицы воды принимают форму, близкую к вытянутым сфероидам [1,7]. Считаем, что закругленные наименьшим радиусом гт торцы этих микрочастиц-сфероидов воды, состоящих из полярных молекул влаги, на своих поверхностях содержат поляризационные некомпенсированные связанные электрические заряды противоположной полярности с поверх -ностной плотностью ае, примерно равной поверхностной плотности ат зарядов для полярных молекул воды радиусом гт. Допускаем, что молекулы и микрочастицы-сфероиды воды согласно теории ориентационной поля -ризации полярных диэлектриков во внешнем электрическом поле с напряженностью Ев будут всегда направлены по этому полю [1, 4, 7]. В этом случае векторы их электрических дипольных моментов рт, ре и напряженности Ев внешнего электрического поля будут совпадать по направлению. Используем известное положение, лежащее в основе явления диэлектрофореза в неоднородном электрическом поле [8], согласно которому на полярную молекулу воды и соответственно на микрочастицу-сфероид влаги в подобном поле будет действовать электрическая сила, втягивающая такую молекулу и указанную микрочастицу в зону с более сильным полем [4]. С учетом неоднородного характера радиального
© М.И. Баранов
распределения напряженности Ев электрического поля, вызванной в воздушной атмосфере сильноточным цилиндрическим каналом ЛМ или дугового разряда с током КЗ, принимаем, что в рассматриваемой атмосферной области могут возникать физические условия, приводящие к радиальному послойному формированию вокруг вероятного энергетического ядра ШМ, содержащего избыточные электронные токи, ее микродиполь-ной водяной оболочки [1, 8]. Как ив [1-3] полагаем, что расстояние между торцами диполей микрочастиц-сфероидов влаги соседних слоев водяной оболочки, а также между микродиполями этой оболочки и энергетическим ядром ШМ составляет порядка габаритных размеров молекулы воды 2гт. Для описания в дальнейшем энергетического ядра ШМ воспользуемся известным в физике плазмы понятием плазмоида, представляющего собой сравнительно небольшой объем овальной формы, заполненный высокотемпературной плазмой, удерживаемой собственным магнитным полем [9, 10]. Пусть данное магнитное поле плазмоида, находящегося в воздушной атмосфере с внешним по отношению к нему давлением р0, создается электрическим током проводимости, протекающим в его высокоионизированной плазме. Считаем, что в рассматриваемом плазмоиде - потенциальном энергетическом ядре ШМ из-за сильного внешнего электромагнитного влияния (например, из-за действия сильного азимутального магнитного поля от силь -ноточного цилиндрического канала ЛМ или дугового разряда с током КЗ) могут создаваться физические условия, обеспечивающие как постранственное разделение его отрицательно и положительно заряженных частиц, так и их практически бесстолкновительный характер направленного в противоположные стороны кругового движения. Требуется с учетом принятых допущений разработать усовершенственную микродипольную модель ШМ с внешней поляризованной электронейтраль-ной водяной оболочкой, внутреннее высокотемпературное энергетическое ядро (плазмоид) которой может представлять собой замкнутую систему круговым обра -зом и противоположно движущихся отрицательных и положительных электрических зарядов.
2. МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНОГО ПЛАЗМОИДА ШМ Исследуем электродинамические процессы, протекающие в воздушной атмосфере вблизи изгиба сильноточного канала разряда ЛМ [11] или дугового разряда в силовой цепи электроустановки. Изгиб канала данных разрядов для нас интересен тем, что в его зоне в слабоионизированной плазме (при степени ее ионизации т~10-6 и концентрации в ней свободных электронов пе~7-1016 м-3 [12]), окружающей сильноточный канал воздушного разряда, может происходить процесс формирования замкнутого кольцевого тока проводимости, способного стать в будущем энергетическим ядром ШМ. Остановимся далее на основных электрофизических особенностях при возможном создании такого электрического тока в ела -боионизированной двухкомпонентной плазме, находящейся вблизи изгиба сильноточного канала электрического разряда с продольным током 1р (рис. 1).
Рис. 1. Схематическое изображениецилиндрического высокоионизированного канала сильноточного грозового или дугового электрического разряда в воздушной атмосфере и движущихся по циклоидам вблизи его изгиба вокруг круговых линий магнитной индукции плазменного канала свободных электронов (1 - разрядный канал; 2 - электроны)
2.1. Образование электронных и протонных колец вблизи канала разряда. Следует отметить, что на процесс возможного создания подобных проводящих колец в слабоионизированной плазме вокруг канала разряда ЛМ ранее указывалось в [11] при описании ее автором расчетной модели ШМ, образуемой при развитии в воздушной атмосфере ЛМ и содержащей в центре вакуумную сферическую полость, возникающую при детонации водородно-кислородной смеси и окруженную положительно заряженным энергетическим ядром, состоящим из протонных колец, и внешней поляризованной водяной оболочкой. Учитывая поступающую от рассматриваемого цилиндрического канала электрического разряда в воздушную среду энергию интенсивного излучения (прежде всего, ультрафиолетового [11, 12]) и возникающий в ней (этой газовой среде) резко неоднородный радиальный градиент температуры, появляющиеся в воздухе вблизи канала свободные электроны и положительно заряженные ионы будут характеризоваться наличием у них привуалирующих радиальных скоростей Уег и Ург соответственно. Движение таких частиц в азимутальном магнитном поле разрядного канала с продольным импульсным током 1р и круговой напряженностью Нр (см. рис. 1), на которые воздействуют соответствующие центростремительные силы Лоренца ¥еь=е0№еНр и Ер1=др^0УРгНр, где ,М0=4л-10-7 Гн/м -магнитная постоянная, а др - величина заряда иона, согласно законам классической механики и электродинамики будут описываться следующими уравнениями движения [13]:
- для свободных электронов
те^гг = е0^егНр; (1)
ш
- для ионов
тр~сй~ = др^0УргНр, (2)
где те^9,108*10-31 кг [7], тр - соответственно массы покоя движущихся в магнитном поле электронов и ионов.
Для наглядности и простоты анализа в дальнейшем ограничимся рассмотрением в приканальной зоне наиболее легких однозарядных ионов - протонов (др=|е0|=1,602Т0-19 Кл; тр^1836-те [7]), образующихся вблизи разрядного канала из атомов водорода при их ионизации. В соответствии с (1) и (2) электроны и про-
тоны под действием сил Лоренца ЕвЬ и ЕрЬ перпендику- да, характерного для ЛМ (1тр~200 кА; tmp~\0 мкс [6]),
лярных их скоростям Увг и Ург, будут осуществлять круговое вращение вокруг замкнутых линий напряженности Нр внешнего азимутального магнитного поля. Причем, это движение рассматриваемых частиц разноименного заряда по окружностям радиусами гв и гр будет происходить в противоположных направлениях, а плоскости данных окружностей будут перпендикулярны линиям магнитной индукции внешнего поля, генерируемого током ір разрядного канала. Радиусы гв и гр, обычно называемые ларморовскими радиусами вращения заряженных частиц в магнитном поле (данные радиусы так были названы в честь впервые введших эти понятия в 1895 году известного английского физика-теоретика Джозефа Лармора (1857-1942 гг.)) [12, 13], с учетом (1) и (2) определяются из следующих математических соотношений:
- для свободных электронов
т^ = еоц0УегНр; (3)
■ для протонов
т у 2
ру рг
е0Н-0УргНр .
(4)
и г
Тогда из (3) и (4) для ларморовских радиусов ге р вращения свободных электронов и протонов в
азимутальном магнитном поле сильноточного канала грозового (дугового) электрического разряда в воздушной атмосфере получаем:
гы і?
(5)
гр
е0^ 0 Нр т V
трург (6)
е0Н- 0 Нр
Из (5) и (6) видно, что для нахождения численных значений радиусов ге и гр необходимо знать величины скоростей электронов V,,,. и протонов vpr в воздушной среде, а также уровень напряженности Нр магнитного поля вблизи разрядного канала радиусом гк. Соотношение между радиусами протонных и электронных колец в приканальной зоне согласно (5) и (6) оказывается равным гр/ге=(тр^рг)/(те^ег). Считая температуры электронов Те и протонов Тр примерно равными в плазме, прилегающей снаружи к разрядному каналу, осуществим приближенную оценку величин скоростей Vег и vpг. Для этого вначале по известным амплитудно-временным параметрам (АВП) разрядного тока /р в канале найдем максимальную электронную температуру Тте в этом канале и вблизи него. С этой целью используем приближенное расчетное соотношение (6) из [14] для Тте, согласно которому для искомой величины электронной температуры в сильноточном канале воздушного искрового разряда можно записать следующее выражение:
Т =5 83-4
±тв -
(1тр )
1/3
®е^тр
(7)
где 1тр, тр - соответственно первая амплитуда разрядного тока в плазменном канале и время ее достижения; стс=5,67-10-8 Вт-(м2-К4)-1 - постоянная Стефана-Больцмана [7].
Для АВП тока воздушного сильноточного разря-
тв ПрИНИ-
3
из (7) следует, что в этом случае величина Тт мает численное значение, равное примерно 18,6-103 К (около 1,6 эВ [13]). Для сравнения полученного по (7) расчетного численного значения для Тте с известными в области техники и электрофизики высоких напряжений результатами отметим, что согласно приведенным в [12] данным температура в сильноточном плазменном канале на стадии обратного искрового разряда ЛМ достигает до 20-103 К при плотности свободных электронов в нем около ие~ 1023 м-3. Учитывая указанные выше значения для электронной температуры Тте в плазменном канале разряда ЛМ, вблизи подобного токового канала для максимальной электронной температуры в окружающей его слабоиони-зированной плазме при определении в ней величин скоростей электронов veг и протонов vpг можно обоснованно принять, что ее значение составляет примерно 1 эВ (около 11600 К [13]). Тогда при Тте~Ттр в приближении максвелловского закона распределения скоростей частиц в плазме для численной оценки искомых скоростей теплового движения электронов veг и протонов vpг в плазме вокруг сильноточного разрядного канала ЛМ или дугового разряда можно воспользоваться следующими расчетными формулами:
3кпТт
\1/2
рг
3кВТтв
тр
Л/2
(8)
(9)
где кв=1,38-10- Дж/К - постоянная Больцмана [7].
Из (8) и (9) при Тте~1 эВ следует, что для свободных электронов средняя скорость их теплового движения в приканальной зоне может составлять примерно veг^7,26•105 м/с, а для протонов - около ^^1,69-104 м/с. Что касается уровня напряженности Нр внешнего магнитного поля в рассматриваемой плазме, то для его оценки сверху в зоне с текущим радиусом гТ>гк (см. рис. 1) используем расчетное выражение, вытекающее из закона полного тока:
_-[тр Н р т
2пгТ
(10)
где гТ = гк+Аг; Аг> гр - величина пространственного зазора между наружной поверхностью цилиндрического канала разряда радиусом гк и центрами ближайших к каналу окружностей электронных и протонных колец; гk^0,093■(Imp)1,3■(tmp)l,2 -максимальный радиус сильноточного искрового канала воздушного разряда, соответствующий формуле Брагинского [15].
При прежних АВП импульсного тока грозового разряда (1тр~200 кА; тр~10 мкс; г^17,2 мм) и Аг^3 мм из (10) находим, что Нр~1,57-106 А/м (этой напряженности в воздухе соответствует магнитная индукция Вр=ц0-Нр, примерно равная 1,98 Тл). Видно, что в приканальной зоне сильноточного искрового разряда ЛМ генерируется сильное импульсное азимутальное магнитное поле. В результате из (5) и (6) при увг=7,26-105 м/с, ург=1,69-104 м/с и Нр~1,57-106 А/м получаем, что вблизи разрядного канала ЛМ создаются вращающиеся во взаимно противоположных направлениях электронные и протонные кольца, имеющие соответственно ларморовские радиусы гв~2,1 мкм и гр~89,8 мкм. Соотношение гр/гв для грозового разряда
Увг
т
в
в воздушной атмосфере оказывается численно равным около 42,8. Это означает, что круговые орбиты огромного множества свободных электронов будут проходить внутри круговых протонных орбит, замыкающихся вокруг кольцевых линий напряженности Нр разрядного канала относительно далеко снаружи от "роя" быстро вращающихся нерелятивистских электронов. При этом рассматриваемые электроны и протоны на окружностях с ларморовскими радиусами ге и гр будут круговым образом вращаться с циклотронными частотами [12, 13], соответственно равными те и три определяемыми с учетом (5) и (6) из следующих аналитических выражений:
_ Увг _ во^0Нр
_ Ург — воН-0 Нр
(11)
(12)
рр
Из (11) и (12) следует, что для проводящих электронных и протонных колец, формирующихся в сла-боионизированной плазме снаружи канала искрового (дугового) воздушного электрического разряда, выполняется соотношение юе/юр=тр/те~1836. Подставив в (11) и (12) принятое нами значение для напряженности Нр~1,57-106 А/м, находим, что для вращающихся электронов циклотронная частота составляет около юе~3,47-1011 Гц, а для протонов - около юр~1,89-108 Гц. Интересно отметить, что для случая развития в воздушной атмосфере ЛМ вблизи ее сильноточного канала разряда только в одном элементарном проводящем торе принятым радиусом гТ -20,2 мм, ограниченном снаружи протонными кольцами радиусом гр~89,4 мкм, при плотности электронов пе~7-1016 м-3 в слабоионизированной плазме, окружающей этот канал, может содержаться до 22,3-107 штук электронных колец радиусом ге~2,1 мкм.
Таким образом, благодаря существенному различию в скоростях veг и vp теплового движения свободных электронов и протонов, их собственных массах покоя те и тр и ларморовских радиусах ге и гр их вращения в сильном импульсном магнитном поле разрядного канала в воздушной атмосфере ЛМ в приканальной зоне происходит пространственное разделение указанных электрических зарядов в образующейся в ней (этой зоне) слабоионизированной плазме. Для многозарядных и соответственно более тяжелых положительно заряженных ионов, которые могут присутствовать в воздухе и соответственно в рассматриваемой плазме, подобное разделение электрических зарядов при прежних токовых и полевых характеристиках для разрядного высокоиони-зированного канала в воздушной среде будет еще более заметным и выраженным. Такое вызванное внешним азимутальным магнитным полем канала разряда пространственное разделение в исследуемой плазме электронов и, в частности, протонов, встречно вращающихся по своим отдельным кольцам с огромными циклотронными частотами те и тр, создает условие для бесстолк-новительного характера движения этих заряженных частиц. Причем, чем выше амплитудные значения разрядного тока 1тр в канале и напряженности Нр магнитного поля вокруг него, а значит и меньше согласно (5) и (6) значения ларморовских радиусов ге и гр, тем становится более вероятным наступление подобного режима движения указанных частиц.
2.2. Образование спирально-кольцевого электронного тока вблизи канала разряда. Для появления в приканальной зоне замкнутых импульсных токов проводимости, охватывающих высокоионизированный разрядный канал, необходимо возникновение вдоль образующихся в этой зоне проводящих электронных и протонных колец продольного импульсного электрического ПОЛЯ с замкнутыми по кругу линиями его напряженности. Такое вихревое электрическое поле во внутренних электронных и наружных протонных элементарных микроторах с главными радиусами гга, состоящих из указанных электронных и протонных колец в своих поперечных радиальных сечениях с ларморовскими микрорадиусами гв и гр, возникает благодаря явлению электромагнитной индукции [13], вызывающему с учетом своего электрофизическоого микромеханизма действия [16] появление в этих пока неподвижных в плоскостях ХУ (см. рис. 1) с окружностями длиной 2жг13 проводящих микрообразованиях соответствующих электродвижущих сил (ЭДС) ив и Пр. Для упрощения численных оценок значений возникающих в данном случае ЭДС и^ир воспользуемся некоторым эквивалентным электронным макротором с главным радиусом гТ, имеющим в своем поперечном радиальном круглом сечении макрорадиус гвТ>>гв (рис. 2). Появлению указанной ЭДС ив в таком электронном макроторе радиусом гТ, содержащем множество элементарных электронных микроторов с радиусами г7з, как раз и содействует изгиб разрядного канала. В зоне изгиба сильноточного канала разряда ЛМ или дугового разряда в силовой электрической цепи напряженность НВ внешнего азимутального магнитного поля разрядного канала в воздушном пространстве (см. рис.
1) приобретает такое направление, при котором образуемый ею (этой напряженностью) изменяющийся во времени магнитный поток ФВ пересекает плоскости электронных и протонных элементарных микроторов с окружностями длиной 2лгга. В результате воздействия такого магнитного потока ФВ на введенный эквивалентный электронный макротор с главным радиусом гТ и радиусом гвТ сечения его кольца в нем будет возникать переменная ЭДС ив, рассчитываемая по выражению [7]:
йНВ
ие ~-%^0(гТ ~ гк ~ 2гТгвТ ) ■
Л
(13)
Считаем, что скорость изменения во времени t напряженности Нв соответствует производной ёН/Л, численное значение которой при принятых нами АВП импульсного тока разряда ЛМ (!тр~200 кА; тр~10 мкс; г^17,2 мм; Нр^1,57-106 А/м) в приканальной зоне для гт=20,2 мм (Аг^3 мм) может составлять примерно
1,57-1011 А/(м-с). Тогда из (13) при указанных исходных данных и геТ ~1 мм находим, что индуцируемая ЭДС в эквивалентном электронном макроторе радиусом гТ в зоне изгиба разрядного канала составит около Пе~-44,5 В. Появление такой ЭДС в электронном макроторе с принятыми радиусом гТ и поперечным радиальным круглым сечением радиусом геТ (см. рис.
2) приведет к круговому движению его свободных электронов вдоль окружности длиной 2жгт. Из области физики высоких энергий и ускорительной техники известно, что индуцированное в электронном кольце макрорадиусом гТ ускоряющее напряжение величиной ие вызовет ускорение нерелятивистских электронов указанного макротора, предварительно вращающихся по окружностям с ларморовскими мик-
г
т
в
в
рорадиусами ге, до линеиных скоростей veT, определяемых из следующего соотношения [13]:
^т:
/ \ 1/2 Г 2е0^е Л
т
(14)
е У
Безусловно, что при данном ускорении свободных электронов рассматриваемого макротора должны обеспечиваться условия для их практически бесстолкнови-тельного кругового движения. В связи с описанным выше реальным механизмом пространственного разделения электрических зарядов (на примере электронов и протонов) в слабоионизированной плазме вокруг сильноточного высокоионизированного разрядного канала, на мой взгляд, такие условия в приканальной зоне у изгиба канала могут возникать. Кроме того, этому будет также способствовать то важное обстоятельство, что вращающиеся с циклотронной частотой те по окружностям с ларморовскими радиусами ге свободные электроны в своих элементарных микроторах с главными радиусами г73 снаружи от возможного проникновения в область их нахождения других частиц защищены протонными кольцами с вращающимся по их окружностям с ларморовскими радиусами гр>>ге и с циклотронной частотой тр<<те многочисленными протонами. Кстати, подобное устройство вблизи изгиба канала ЛМ элементарных электронных микроторов с главными радиусами гтэ и с круговым образом вращающимися согласно (14) с линейными скоростями veT по окружностям длиной 2лгтэ электронами, окруженными снаружи сильным азимутальным магнитным полем с напряженностью Нр разрядного канала и элементарными полыми протонными микроторами с подобными радиусами гтэ и ларморовскими радиусами гр их круглых радиальных поперечных сечений (этими полностью ионизированными своеобразными защитными тепловыми скин-слоями электронных микроторов), в соответствии с [10] будет способствовать защите высокотемпературной плазмы потенциально образующихся плазмоидов от окружающего ее холодного воздуха. Численная оценка по (14) уровня возможных линейных скоростей veT электронов в рассматриваемом макроторе радиусом гт=20,2 мм, образующемся вблизи изгиба канала воздушного разряда ЛМ, показывает, что при |ие|~44,5 В они при своем спирально-кольцевом (циклоидальном) движении (см. рис. 1 и 2) принимают значение около 3,95-106 м/с. Данной скорости электронов соответствует их круговая частота вращения оэе^гт/гТ в указанном электронном торе, равная около 1,95-108 с-1, и период обращения, составляющий примерно ТеТ=2я/юет=32,22 не. Следует отметить, что после индуцирования в элементарных электронных и протонных микроторах ЭДС и^ир из-за кругового движения во взаимно противоположных направлениях вокруг разрядного канала в плоскостях ХУ электронов и протонов в соответствующих элементарных микроторах с главными радиусами гтэ и ларморовскими радиусами ге и гр будет происходить обжатие электронных микроторов. По-видимому, это может приводить к повышению плотности электронов пе в них. Верхним уровнем для электронной концентрации (плотности) при этом может оказаться величина, характерная для сильноточного искрового (дугового) электрического разряда и равнаяпримерно п^7-1021 м-3 [12].
Приближенная оценка отрицательного электрического заряда деТ, протекающего в принятом нами эквивалентном электронном макроторе с радиусами гТ
и геТ, может быть осуществлена по формуле:
ЧеТ ~ 2%1 е0пегТгеТ . (15)
Из (15) при пе~7-1021 м-3 и выбранных геометрических параметрах электронного тора (гт=20,2 мм; геТ ~1 мм) следует, что величина деТ окажется равной около 4,47-10-4 Кл. Расчетное соотношение для приближенного определения максимального значения электронного тока проводимости 1еТ в данном высо-копроводящем торе-кольце с движущимися по циклоидам электронами примет следующий вид:
1еТ'
. ЧеТ ТеТ
(
^пег1т
2е3и
1/2
(16)
Из (16) при гет^1 мм и |ие|~44,5 В получаем, что амплитудное значение тока 1еТ в электронном макроторе составит примерно 13,87 кА. Видно, что даже при геТ ~1 мм наибольшая величина электрического тока проводимости 1еТ в образующемся вокруг сильноточного канала воздушного разряда ЛМ в зоне его изгиба эквивалентном высокопроводящем электронном макроторе достигает значительного уровня.
Что касается линейных скоростей vpT протонов, ускоряемых индуцируемой ЭДС ир~ие в указанных элементарных протонных микроторах с главным радиусом гтэ и ларморовскими радиусами гр вращения этих частиц, то их значения аналогично (14) определяются по следующей формуле:
( Л1/2
' 2е0^е '
т.
(17)
Из (17) при Щ,|~|ие|~44,5 В находим, что величины скоростей vpT протонов вдоль соответствующих элементарных микроторов могут достигать максимальных значений, равных примерно 9,23-104 м/с. Становится ясным, что для линейных скоростей протонов, ускоряемых по большому кругу тора радиусом гт=20,2 мм в зоне изгиба сильноточного разрядного канала ЛМ, выполняется соотношение veT Лрт=42,8. Как оказывается, эта величина полностью соответствует численному значению соотношения ларморовских радиусов для протонов и электронов в сильном магнитном поле грозового разряда, приближенно равному, как было показано нами ранее, также гр/ге^42,8. Движущимся вдоль своих полых микроторов по циклоидам протонам будет соответствовать круговая частота вращения Юр7=рТ/гг, численно составляющая около 4,57-106 с-, и их период обращения, примерно равный ТрТ=2л/юрт=1,37 мкс. В приближении равенства в исследуемой плазме ядра ШМ (в рассматриваемом плаз-моиде) по модулю протекающих вдоль всех указанных элементарных микроторов в противоположных круговых направлениях электронного 4^4,47-10-4 Кл и протонного чрТ электрических зарядов максимальная величина тока протонов 1рТ^дрТ /ТрТ может составлять лишь около 0,325 кА. Видно, что для соотношения суммарных электронного и протонного спирально-кольцевых импульсных токов в зоне изгиба канала разряда ЛМ выполняется равенство /еТ//рт=42,7. Полученное соотношение между указанными круговыми токами, охватывающими в зоне изгиба канала разряда высокоиони-зированный столб плазмы ЛМ, позволяет нам сделать важный для дальнейшего понимания механизма образования природной ШМ за счет атмосферного электри-
т
е
чества вывод о том, что преобладающим влиянием на протекающие электрофизические процессы в рассматриваемой локальной воздушной зоне вблизи канала разряда ЛМ будет обладать кольцевой импульсный электронный ток 1еТ. Практически влиянием кольцевого импульсного протонного тока /рТ на процесс формирования в этой особой зоне (в зоне зарождения плазмои-да-ядра ШМ) внешнего вихревого радиального электрического поля и в последующем высокого ляризо-ванной водяной оболочки ШМ и соответственно внешних электрофизических атрибутов ШМ (свечения, потрескивания, шипения и др.) можно пренебрегать. Главное предназначение протонных колец с ларморов-скими радиусами гр и их элементарного спиральнокольцевого тока 1рТэ заключается в электродинамическом удержании и тепловой защите от холодного воздуха высокотемпературных электронных колец с лар-моровскими радиусами ге и их элементарного спирально-кольцевого тока проводимости 1еТЭ. Именно такой научной позиции автора соответствует приведенная на рис. 2 упрощенная структура предлагаемой электродинамической модели ШМ, содержащей внутри центральное высокотемпературное энергетическое ядро в виде эквивалентного высокопроводного макротора радиусом гт со спирально-кольцевым электронным током проводимости 1еТ, протекающим по данному тору-кольцу с круглым поперечным сечением радиусом геТ, и внешнюю округлую высокополяризованную многослойную водяную оболочку наружным радиусом г0>(гг+геТ) с множеством сферообразных слоев микродиполей-сфероидов влаги.
Рис. 2. Упрощенная структура предложенной электродинамической модели ШМ с центральным тором спирально-кольцевого электронного тока /еТ и внешней поляризованной электронейтральной водяной оболочкой, состоящей из множества сферообразных слоев микродиполей-сфероидов воды (на данном рисунке показан радиальный срез лишь одной четвертой части поперечного сечения ШМ)
Численная оценка уровня напряженности НеТ собственного азимутального импульсного магнитного поля от сформировавшегося вблизи изгиба разрядного канала ЛМ электронного тора со спирально-кольцевым током проводимости /еТ по приближенному соотношению Нет^1ет/(2гт) показывает, что при /^13,87 кА и гт=20,2 мм данная напряженность составляет около 0,34-106 А/м (этой напряженности в воздухе соответствует магнитная индукция Ве7~м0-НеТ, равная примерно 0,43 Тл). Вблизи самого электронного тора с указанным главным радиу-
сом гТ значения напряженности Нет=/еТ/(2лгеТ) при геТ^1 мм достигают уровня около 2,2-106 А/м, которым соответствуют значения магнитной индукции ВеТ^2,8 Тл. Эти расчетные данные дают основание заключить, что при ЛМ в зоне образования центрального энергетического ядра ШМ, содержащего электронный тор радиусом гт=20,2 мм со спирально-кольцевым током проводимости /^13,87 кА, генерируется сильное импульсное азимутальное магнитное поле, вызывающее появление в воздушной среде вокруг указанного высокотемпературного тора внешнего вихревого радиального электрического поля ШМ с напряженностью ЕеТ. Возможный амплитудный уровень величины ЕеТ в воздушной зоне вокруг энергетического ядра и потенциальной оболочки ШМ (при г0^2гт=40,4 мм [1,11]) может быть оценен по приближенному расчетному волновому соотношению Еет=(«0/е0)1 'НеТ, где е0=8,854Т0-12 Ф/м - электрическая постоянная [7]. Поэтому при Нет=0,34Т06 А/м численное значение напряженности ЕеТ вихревого радиального электрического поля в зоне ядра и оболочки ШМ ока -жется примерно равным 1,28-108 В/м. При учете влияния микродиполей воды, присутствующих в огромном количестве в высокополяризованной водяной оболочке ШМ, амплитудный уровень напряженности ЕеТ ~(м0/е0ег)1/2-НеТ, где £^81 - относительная диэлектрическая проницаемость воды [7], может снизиться до численных значений, равных около 1,42-107 В/м. Отсюда следует важный вывод о том, что в зоне, прилегающей к энергетическому ядру ШМ, в качестве которого выступает высокопровод-ный тор радиусом гТ со спирально-кольцевым электронным током /еТ, формируемый в воздушной атмосфере сильноточным разрядным каналом ЛМ в области его изгиба, генерируется сверхсильное вихревое радиальное электрическое поле [17]. Именно данное неоднородное по радиусу электрическое поле и будет согласно расчетным данным из [1,4,11] стягивать (транспортировать) из окружающей воздушной атмосферы в область энергетического ядра ШМ (в нашем случае электронного тора) дополнительно поляризованные им (этим полем) полярные молекулы и микросфероиды воды и тем самым автоматически участвовать в активном и быстром (за десятки микросекунд [11]) формировании высокополяризованной водяной оболочки ШМ. Здесь необходимо отметить то, что процесс формирования высокополяризованной водяной оболочки ШМ был достаточно подробно рассмотренранее в [1-3,11].
2.3. Расчетная оценка времени "жизни " спиральнокольцевого электронного тока в ядре ШМ. Сформировавшийся вокруг разрядного канала ЛМ высоко-проводный электронный тор со спирально-кольцевым током проводимости /еТ должен обладать таким собственным временем "жизни" тТ, которое превышает время развития и протекания в воздушной атмосфере ЛМ. В предложенной электродинамической модели ШМ именно время "жизни" тТ электронного тора с кольцевым током /еТ - этого своеобразного энергетического ядра ШМ после исчезновения канала разряда ЛМ и будет определять время "жизни" ть ШМ в целом. В этой связи важным моментом в процессе формирования природной или искусственной ШМ является возможный электрофизический механизм отделения (отрыва) образовавшегося электронного тора со спирально-кольцевым током проводимости /еТ от породившего его сильноточного канала воздушного электрического разряда. Здесь, по-моему мнению,
возможны два варианта наступления подобного собы-тия. Первый - "пассивный", сводящийся к самопре-кращению протекания в канале разрядного тока 1р и последующему автономному существованию в воз -душной атмосфере образовавшегося электронного тора с кольцевым током /еТ. Второй - "активный", базирующийся на известном в плазменной технике физическом принципе ускорения высокоионизиро-ванных плазменных образований-перемычек между двумя массивными токопроводами с противоположно направленными электрическими токами [9, 13]. Этот принцип сейчас широко используется в рельсотронах
- высоковольтных электрофизических установках для ускорения низкотемпературной плазмы [18]. На мой взгляд, второй вариант обретения потенциальным ядром ШМ - электронным кольцом с током проводи -мости 1еТ своей автономности является более реалистичным. Ведь электродинамическое усилие Еер, воздействующее, например, на изогнутую часть сильноточного плазменного канала разряда ЛМ длиной порядка 2кгк (в нашем случае это будет участок канала длиной до 108 мм) и отбрасывающее ее совместно со связанным с нею высокопроводным электронным тором радиусом гТ в радиальном направлении от продольной оси разрядного канала, может при используемых нами АВП тока 1р грозового разряда (1тр~200 кА; /тр~10 мкс; г^17,2 мм; Нр~1,57-106 А/м) численно составлять до Еер~2кц0Нр1тргк^4,26-104 Н (около 4,35-103 кГ) [7]. Таких усилий согласно [19] достаточно для ликвидации случайно образовавшегося в воздушной атмосфере изгиба плазменного канала разряда ЛМ (например, из-за резкой неоднородности входящих в нее непроводящих частиц-ингредиентов или образования вакуумных полостей на пути развития газового разряда) и самоотрыва в этой зоне будущего энергетического ядра ШМ от приканальной области и его дальнейшего самостоятельного пребывания в насыщенной водяными парами воздушной атмосфере.
Численную оценку значения времени "жизни" ТТ в воздушной атмосфере рассматриваемого высокотемпературного электронного макротора радиусом гТ с током проводимости /еТ, являющегося энергетическим ядром ШМ, осуществим по следующему приближенному соотношению:
ХТ - ^, (18)
К.Т
где 1т=Ц(гТ[1п(4жгТ/геТ)-2,45] [17], Ят=2гт/(утге72) - соответственно индуктивность и активное сопротивление электронного макротора с радиусами образующей гТ, круглого поперечного сечения геТ и удельной электропроводностью уТ его высокоионизированного материала.
Такой чисто электротехнический подход к определению величины времени "жизни" тТ приводит нас при используемых параметрах макротора к тому, что для обеспечения его значений по (18) до нескольких секунд величина удельной электропроводности уТ материала этого электронного тора-кольца должна быть равной около 5,8-Ю11 (Ом-м)-1, то есть практически на четыре порядка превышать удельную электропроводность меди уси при нормальных атмосферных условиях. Возможно ли такое вообще? Прежде чем ответить на этот непростой вопрос, во-первых, укажем то, что согласно [12] для полностью ионизированной плазмы ее удельная электропроводность не
зависит от концентрации электронов пе в ней и определяется только электронной температурой Те. Выбранная нами в проведенных расчетных оценках плотность электронов пе~7-1021 м- для высокоионизи-рованной плазмы тора-кольца является характерной величиной для сильноточных электрических разрядов в газовых средах и поэтому по величине пе вопросов возникать не должно. Что же касается электронной температуры Те в этой плазме, то уже только один полученный нами классическим расчетным путем уровень индуцированного напряжения Пе~-44,5 В от внешнего магнитного потока Фв канала разряда ЛМ в зоне его изгиба в электронном торе радиусом гт=20,2 мм указывает на то, что величина температуры Те в нем может достигать огромных значений. Ведь указанное значение ие для ускоряемых в макроторе нерелятивистских электронов соответствует максимальной электронной температуре Тет, равной примерно 44,5 эВ или 0,516-106 К [13]. Во-вторых, здесь следует принять во внимание высказанную нами чуть выше мысль о возможности практически бесстолкновитель-ного характера ускорения рассматриваемых электронов с ларморовскими радиусами ге внутри элементарных полых протонных торов с главными радиусами гТЭ и ларморовскими радиусами гр>>ге. Так как на пути ускорения индуцируемым напряжением ие этих электронов, обжатых снаружи протонными микрокольцами радиусом гр, из-за наступившего в слабо-оионизированной плазме вокруг разрядного канала пространственного разделения электрических зарядов практически нет иных частиц, выполняющих роль центров их рассеяния, то образуемые подобными электронами высокопроводные элементарные торы-кольца с электронными токами 1еТЭ и главными радиусами гтэ могут иметь значения своей удельной электропроводности уТ >>уСи-
Подставив в (18) соответствующие геометрические и электрофизические параметры (гт=20,2 мм; геТ ~1 мм; ут=5,8-1011 (Ом-м)-1), получаем, что величина времени "жизни" тТ эквивалентного макрокольца из спирально-кольцевого электронного тока /еТ, защищенного от окружающего холодного воздуха элементарными тепловыми экранами из полых протонных микроторов с ларморовскими радиусами гр, в предлагаемом энергетическом ядре ШМ может составлять около 3,4 с. Приближенно описав основные этапы процесса возможного создания в зоне изгиба сильноточного разрядного канала ЛМ или дугового разряда высокопроводного тора радиусом гТ со спиральнокольцевым электронным током 1еТ и его последующего электродинамического отрыва от канала разряда и автономного существования в воздушной атмосфере, автор на этом завершает рассмотрение процесса формирования энергетического ядра ШМ и переходит к не менее важной задаче для этого вида молнии, связанной с приближенной расчетной оценкой значений тока смещения в водяной оболочке ШМ.
2.4. Расчетная оценка радиальных токов смещения в поляризованной водяной оболочке ШМ. При распространении в ядре ШМ вдоль электронного макротора с радиусом гТ кольцевого импульсного тока электронной проводимости /еТ возникающая в окружающей его диэлектрической среде поперечная электромагнитная волна будет приводить к возникновению в плоскостях, перпендикулярных к направлению
протекания кольцевого тока проводимости /еТ, соответствующих замкнутых токов смещения /С. Направления протекания данных токов смещения 1С при этом будут совпадать с направлениями векторов напряженности ЕеТ сверхсильного вихревого радиального электрического поля, генерируемого кольцевым током проводимости 1еТ. Для тока электрического смещения 1С, протекающего в высокополяризованной водяной оболочке ШМ, будет справедливо следующее приближенное расчетное соотношение:
1С - 8С • ^, (19)
где 8С - плотность тока смещения; ^С=4^г02 - площадь наружной поверхности водяной оболочки ШМ (в принятом согласно [1, 11] приближении г0~2гТ).
В соответствии с известными положениями классической электродинамики выражение для плотности тока электрического смещения дс в высокополяризованной водяной оболочке ШМ имеет следующий вид [7, 13]:
дЕет
5С '
ді
(20)
Для оценки скорости изменения во времени t напряженности ЕеТ сверхсильного вихревого радиального электрического поля в области водяной оболочки ШМ воспользуемся соотношением вида:
( ■■ ^1/2 ди^
(21)
дБ,
еТ
ді
Цо
е0ег /
В свою очередь, для временной производной дБеТ1 д^ёИеТ/А запишем следующее выражение:
еТ
ді
АН,
еТ
;(2гт )
-1 Аі,
еТ
(22)
Аі А
Что касается временной производной тока АеТ/А для макротора с радиусом гт, то ее значение будем определять из уравнения цепи для этого 'электронного тора с током проводимости іеТ вида:
АеТ
и ~ Ь
Т
Аі
■+ Кт ■ іеТ .
(23)
Из (23) для принятых геометрических параметров тора (гт=20,2 мм; гет=1 мм) при | ие|~44,5 В, Хт=7,83-10-8 Гн, ^т=6,96-10-8 Ом и /ет=13,87 кА следует, что максимальное значение для токовой производной АеТ/А оказывается примерно равным 5,68-108 А/с. Видно, что падением электрического напряжения на активном сопротивлении ЯТ образовавшегося снаружи разрядного канала ЛМ в зоне его изгиба электронного тора с током проводимости 1еТ согласно (23) можно пренебрегать. Тогда с учетом (21) и (22) для временной производной дЕеТ в
поляризованной водяной оболочке ШМ находим, что ее наибольшее значение может быть численно равным около 0,59-1012 В/(м-с). Согласно (20) такое значение производной дЕеТ вызывает появление в водяной
оболочке ШМ плотности тока смещения, приближенно равного с>^423,1 А/м2. В результате из (19) при г0^40,4 мм и найденном численном значении величины дс получаем, что в предложенной электродинамической модели ШМ применительно к вызывающему ее в воздушной атмосфере сильноточному разряду ЛМ (7тр=200 кА; 4^10 мкс; г^17,2 мм) ток смещения 1С в ее высокополяризованной водяной оболочке достигает уровня примерно в 8,7 А. Необходимо отметить, что такая сравнительно большая величина тока электрического смещения 1С в соответствии с теорией электромагнитного ПОЛЯ
Максвелла не будет выделять джоулева тепла в указанной водяной оболочке ШМ и окружающем его холодном воздухе. По-видимому, данный ток смещения іс будет приводить к энергетическому возбуждению ва -лентных электронов атомов газообразных химических элементов, захваченных полярными молекулами воды из атмосферного воздуха по пути своего радиального движения к энергетическому ядру ШМ (к тору с кольцевым током проводимости іеТ) и присутствующих в водяной оболочке ШМ. Поэтому такой ток электрического смещения іс будет в состоянии создавать в электроней-тральной высокополяризованной оболочке ШМ электролюминесценцию [7, 13], обычно наблюдаемую (в том числе и очевидцами наблюдений природной ШМ [5, 10]) в виде холодного свечения атомов газов, присутствующих в атмосферном воздухе. Отсюда теперь нам становятся физически более понятными те опытные факты из описательных наблюдений очевидцев природной ШМ, которые касаются практического отсутствия поступления от этого вида молнии в окружающий атмосферный воздух теплового излучения.
ВЫВОДЫ
1. На основе известных положений классической электродинамики показана возможность пространственного разделения свободных электронов и наиболее легких однозарядых ионов (на примере протонов) в слабоионизированной плазме, окружающей в воздушной атмосфере сильноточный высокоионизиро-ванный канал разряда ЛМ или дугового разряда с током КЗ. Образующиеся при этом элементарные электронные диаметром 2ге и протонные диаметром 2гр кольца-торы с вращающимися с огромными циклотронными частотами те и тр по ларморовским ге и гр микрорадиусам электронами и протонами охватывают круговые линии магнитной индукции вблизи сильноточного разрядного канала. Диаметр 2гр протонных колец в десятки раз (в нашем случае примерно в 42,8 раз) превышает диаметр 2ге электронных колец, расположенных в огромном количестве внутри первых.
2. Установлено, что в зоне изгиба канала разряда ЛМ или дугового разряда с током КЗ из-за возникновения возможности индукционного наведения в проводящих электронных и протонных микрокольцах продольных ЭДС происходит образование элементарных электронных и протонных микроторов со спирально-кольцевыми импульсными токами проводимости, направленными в противоположные стороны. Циклоидальные импульсные электронные токи проводимости в данных торах в десятки раз (в нашем случае примерно в 42,7 раз) превышают циклоидальные импульсные протонные токи проводимости, протекающие в соответствующих торах с диаметром 2гр>>2ге, и выполняют основную электрофизическую роль в формировании высокотемпературного тороидального энергетического ядра ШМ.
3. Расчетным путем показано, что суммарный спирально-кольцевой импульсный электронный ток проводимости іеТ высокотемпературного тороидального энергетического ядра ШМ генерирует вокруг ядра ШМ сильное импульсное азимутальное магнитное поле, которое, в свою очередь, вызывает появление вокруг сформировавшегося ядра-тора ШМ сверхсильного вихревого радиального электрического поля. Данное сверхсильное вихревое радиальное элек-
трическое поле из полярных молекул и микросфероидов воды воздушной атмосферы формирует вокруг высокотемпературного тороидального энергетического ядра ШМ сферообразную многослойную высоко-поляризованную водяную оболочку.
4. Выполненные оценочные расчеты показывают, что в предложенной модели ШМ при принятом значении уТ время "жизни" тТ спирально-кольцевого электронного тока проводимости іеТ высокотемпературного тороидального энергетического ядра ШМ и ШМ в целом может составлять до нескольких секунд. При больших значениях удельной электропроводности уТ высокоионизированного материала эквивалентного кольца данного тока проводимости іеТ в ядре ШМ время его"жизни" тТ и соответственно время "жизни" тЬ ШМ в целом будет возрастать прямо про-порциально этому увеличению величины уТ.
5. Расчетная оценка тока электрического смещения іс в высокополяризованной водяной оболочке ШМ, создаваемой в зоне изгиба сильноточного раз -рядного канала ЛМ, свидетельствует о том, что в соответствии с предложенной электродинамической моделью ШМ и принятыми для нее исходными АВП разрядного тока ЛМ он может в указанной водяной оболочке составлять до 9 А и вызывать электролюминесценцию (холодное свечение) в атомах газообразных элементов, входящих в состав атмосферного воздуха и присутствующих в водяной оболочке ШМ.
6. Несомненный интерес представляет экспериментальная проверка принципиальной возможности создания в лаборатории искусственных низкоэнергетических плазмоидов ШМ, подобных описанному выше. Некоторые результаты такой проверки автор представит в следующем номере данного журнала.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Баранов М.И. Электрофизическая природа шаровой молнии // Электричество. - 2009. - № 9. - С. 15-25.
2. Баранов М.И. Электрическая корона в микродипольной модели шаровой молнии // Электричество. - 2010. - № 1. -С. 23-28.
3. Баранов М.И. Расчетная оценка температуры в микродипольной модели шаровой молнии // Электричество.-2010. -№ 6. - С. 15-20.
4. Щерба А.А., Подольцев А.Д., Кучерявая И.Н., Золотарев В.М. Электрический транспорт полярных молекул воды в неоднородном электрическом поле полимерной изоляции высоковольтных кабелей // Технічна електродинаміка (Киев). - 2010. -№ 5. - С. 3-9.
5. Смирнов Б.М. Физика шаровой молнии // Успехи физических наук. - 1990. - Том 160. - Вып. 4. - С. 1-45.
6. Кужекин И.П., Ларионов В.П., Прохоров Е.Н. Молния и молниезащита. - М.: Знак, 2003. - 330 с.
7. Яворский Б.М., Детлаф А.А. Справочник по физике. -М.: Наука, 1990. - 624 с.
8. Духин С.С., Дерягин Б.В. Электрофорез. - М.: Наука, 1976. - 550 с.
9. Голант В.Е., Жилинский А.П., Сахаров И.Е. Основы физики плазмы. - М.: Атомиздат, 1977. - 384 с.
10. Стаханов И.П. О физической природе шаровой молнии. -М.: Научный мир, 1996. -264 с.
11. Никитин А.И. Образование шаровой молнии при развитии линейной молнии // Электричество. - 2000. - № 3. - С.1 6-23.
12. Бортник И.М., Белогловский А.А., Верещагин И.П. и др. Электрофизические основы техники высоких напряжений / Под общ. ред. И.П. Верещагина. - М.: Издательский дом МЭИ, 2010. - 704 с.
13. Кузьмичев В.Е. Законы и формулы физики / Огв. ред.
В.К. Тартаковский. - Киев: Наукова думка, 1989. - 864 с.
14. Баранов М.И. Приближенный расчет максимальной температуры плазмы в сильноточном канале искрового разряда высоковольтного воздушного коммутатора атмосфер -ного давления // Технічна електродинаміка (Киев). - 2010. -№ 5. - С. 18-21.
15. Лозанский Э.Д., Фирсов О.Б. Теория искры. - М.: Атомиздат, 1975. - ;72 с.
16. Баранов М.И. Электрофизический микромеханизм явления электромагнитной индукции в неподвижном металлическом проводнике // Электричество. - 2012. - № 1. - С. 36-42.
17. Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля. - М.: Мир, 1972. - 391 с.
18. Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника. - М.: Наука, 2004. - 704 с.
19. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. - М.: Наука, 1987. - 592 с.
Bibliography (transliterated): l. Baranov M.I. 'Elektrofizicheskaya priroda sharovoj molnii // 'Elektrichestvo. - 2009. - № 9. - S. 15-25. 2. Baranov M.I. 'Elektricheskaya korona v mikrodipol'noj modeli sha-rovoj molnii // 'Elektrichestvo. - 2010. - № 1. - S. 23-28. 3. Baranov M.I. Raschetnaya ocenka temperatury v mikrodipol'noj modeli sharovoj molnii // 'Elektrichestvo.- 2010. - № 6. - S. 15-20. 4. Scherba A.A., Podol'cev A.D., Kucheryavaya I.N., Zolotarev V.M. 'Elektricheskij transport polyarnyh molekul vody v neodnorodnom 'elektricheskom pole polimernoj izolyacii vysokovol'tnyh kabelej // Tehnichna elektrodi-namika (Kiev). - 2010. - № 5. - S. 3-9. 5. Smirnov B.M. Fizika sharovoj molnii // Uspehi fizicheskih nauk. - 1990. - Tom 160. - Vyp. 4. -S. 1-45. б. Kuzhekin I.P., Larionov V.P., Prohorov E.N. Molniya i molniezaschita. - M.: Znak, 2003. - 330 s. 7. Yavorskij B.M., Detlaf A.A. Spravochnik po fizike. - M.: Nauka, 1990. - 624 s. S. Duhin S.S., Deryagin B.V. 'Elektroforez. - M.: Nauka, 1976. - 550 s. 9. Golant V.E., Zhilinskij A.P., Saharov I.E. Osnovy fiziki plazmy. - M.: Atomiz-dat, 1977. - 384 s. lO. Stahanov I. P. O fizicheskoj prirode sharovoj molnii. -M.: Nauchnyj mir, 1996. -264 s. ll. Nikitin A.I. Obrazovanie sharovoj molnii pri razvitii linejnoj molnii // 'Elektrichestvo. - 2000. - № 3.
- S.1 6-23. l2. Bortnik I.M., Beloglovskij A.A., Vereschagin I.P. i dr. 'Elektrofizicheskie osnovy tehniki vysokih napryazhenij / Pod obsch. red. I.P. Vereschagina. - M.: Izdatel'sky dom M'EI, 2010. - 704 s. l3. Kuz'michev V.E. Zakony i formuly fiziki / Otv. red. V.K. Tartakov-skij. - Kiev: Naukova dumka, 1989. - 864 s. l4. Baranov M.I. Prib-lizhennyj raschet maksimal'noj temperatury plazmy v sil'notochnom kanale iskrovogo razryada vysokovol'tnogo vozdushnogo kommutatora atmosfernogo davleniya // Tehnichna elektrodinamika (Kiev). - 2010. -№ 5. - S. 18-21. l5. Lozanskij 'E.D., Firsov O.B. Teoriya iskry. - M.: Atomizdat, 1975. - 272 s. l6. Baranov M.I. 'Elektrofizicheskij mikrome-hanizm yavleniya 'elektromagnitnoj indukcii v nepodvizhnom metallich-eskom provodnike // 'Elektrichestvo. - 2012. - № 1. - S. 36-42. l7. Knopfel' G. Sverhsil'nye impul'snye magnitnye polya. - M.: Mir, 1972. - 391 s. lS. Mesyac G.A. Impul'snaya 'energetika i 'elektronika.
- M.: Nauka, 2004. - 704 s. l9. Rajzer Yu.P. Fizika gazovogo razryada.
- M.: Nauka, 1987. - 592 s.
Поступила ll.0l.20l3
Баранов Михаил Иванович, д.т.н., с.н.с.
НИПКИ "Молния"
Национального технического университета "Харьковский политехнический институт"
61013, Харьков, ул. Шевченко, 47
тел. (057) 7076841, e-mail: eft@kpi.kharkov.ua
M.I. Baranov
Improvement of microdipole model of ball lightning and electrodynamic development of theory of this phenomenon.
The new electrodynamic model of ball lightning (BL), containing an internal high temperature as a torus power kernel and external electro-neutral high-polarized aquatic shell, is offered. The power kernel of such BL is formed by electronic and proton microtorus with the elementary spiral-circular currents, directed in opposite sides. The spiral-circular electronic currents of conductivity of kernel of BL create the strong impulsive azimuthal magnetic field and superstrong vortical radial electric field round him.
Key words - ball lightning, kernel and shell, theory.
