大气等离子体避雷 大气等离子体避雷
【作者】庄洪春等 【来源】庄洪春
庄洪春等
（中国科学院电工研究所，北京10080）
[摘要]在被保护物关键部位表面上覆盖一层大气等离子体气层可使被保护物不受雷击。本文论说了这一避雷技术的原理。并推导出了这一避雷技术应具有的技术指标为气层的带电粒子密度应在109cm-3以上，层厚应为2cm以上。
[关键词]等离子体大气等离子体避雷
1引言
下行先导到达雷击高度后，停留在该高度上等待地面某处的感应电荷产生强电场击穿空气而上迎，地面该处也就成为雷击点。上行先导则是由云电荷在地面某处的感应电荷产生的强电场足够大到击穿空气，于是首先从地面该处产生上行先导，地面该处也就成为雷击点。总之，雷击点是地面上感应电荷产生的最强电场处。
图1. 地面物体周围产生电场强度示意图
图1是雷云电荷，或到达雷击高度的先导电荷，在地面物体周围产生电场强度的示意图。该图中，用电力线代表电场强度。由图可见，电力线只有在靠近地面物体表面时，才发生聚集或歪曲。现用一尖端附近的电场强度为例，进行精确计算。用一根与地相连，从地面垂直竖立的导体针棒，其形状可用一半扁旋转椭球近似。椭球的长半轴等于棒高，短半轴沿地平线。在垂直于地面的均匀电场E0中，针棒尖顶以上的电场强度算例见表1。示意图见图2。计算是对针棒高2米而言，针高为c，尖端曲率
表1. 避雷针顶端规一化电场强度值
图2. 表1数据的图示
半径为a，对针高c=2米固定的针棒，c/a越大，针尖越尖；c/a小，则针钝。由表1和图2可以清楚地看到，越尖的针，顶端电场强度越大，但离开顶端很短距离，电场强度就很快衰减下来。例如，c/a=105的很尖的针棒，虽然尖上电场强度可达到原外电场E0的1800倍以上，但离开尖顶10厘米高处，电场强度就降低到只有E0的2.54倍了。由此可见，图1中原雷电电场E0只在地面物体表面很近的地方才发生显著变形。这些变形主要是由该物体表面感应电荷产生的，原雷云电荷，或下行先导电荷在那里产生的电场，由于距离很远而成了可忽略的次要因素。因为物体表面的电场强度是遭雷击危险性的唯一表征参量，因此地面各物体遭雷击的危险性大小，主要是由各物体自身的电特性决定的，而危险性大小的区别也就只体现在离表面很薄的一层区域内。我们的主动避雷也就主要克服那么薄薄一层的危险性。用大气等离子体避雷，就是把被保护物表面雷击危险性大的部分（即电场强度最强处）覆盖上一层大气等离子体。
大气等离子体是具有相等密度正、负带电粒子的电离气体。由于大气中带电粒子在电场作用下沿电力线作迁移运动，而且正、负带电粒子的迁移方向相反而造成极化。因此，若在被保护物表面感应电荷易产生强电场的关键部位覆盖上一层大气等离子体层后，该气层中正、负带电粒子在感应电荷所产生的强电场中极化分离，造成相反方向的电场，削弱了原电场。该气层外又不可能造成固体边界那样的尖端效应而产生强电场。总之，被保护物表面，无论气层内或气层外，都不再能造成强电场而击穿空气，因此不易产生上行先导或下行先导的上迎，也就避免了成为雷击点。
下面详细论证这一避雷技术的原理，并推导出能够有效避雷的技术条件。
2 大气等离子体层对电场响应的驰豫时间
众所周知大气电学中一个观测结果是大气电场与大气电导率成反比。。在理论上，在不发生电子崩电离的情况下，可以用欧姆定律及电路上电流守恒定律来描述一般情况下的电流与电场的正比关系：
式中E1和E2 代表垂直于边界面的电场分量。
把这个反比的原理应用到雷击防避上，只要使被保护物周围的空气电导率增大几个数量级，那么被保护物周围的电场强度就小了几个数量级，再也不能达到击穿地面大气的电场强度值，也就可以使雷击不再能击到被保护物上，从而达到了避雷的目的。
但是，电场强度与电导率成反比的规律是静电学中达到稳定情况的结果，实际上有个建立过程。也就是说，假设某处的电导率突然增大，那里的电场强度不会立即减小，或者反过来，若外界电场强度突然增大，高电导率气层内的电场强度会立即跟着增大，只有一定时间后才减小至符合反比规律的值。这一驰豫过程影响了高电导率气层的避雷性能。本文详细考察这一过程以及相关的一些性能。
我们首先考虑一维模型。在平行板电容器中的空气电导率取上下两层不同数值（见图3），在两板间加上一定电压V，已知两层厚度
由高斯通量定理可以得到两层边界上必须存在面电荷密度：
是由于面电荷qs的“屏蔽”作用而至。事实上，在平板电容器之间的二层空间不存在空间电荷。两板间空间的电场强度来源只是上下板极的面电荷和二层边界面上的面电荷。空间任一点的电场强度都是两个电场强度相迭加得到。在下层空间的电场强度E'为上电极面电荷产生的电场强度E(1)和边界面电荷密度产生的电场强度E(2)之和：
两层不同电导率空气层边界上的面电荷的形成要有个建立时间，也就是使下层高电导率气层中电场强度减小会有个建立时间，下面考虑这一驰豫过程。
开始时，我们在两板极间造成二层不同电导率的气层, 如图3所示, 但尚未在上极板上加电压。电导率的不同是由于空间带电粒子密度不同所至, 但由于空间正离子密度等于负离子密度, 所以空间任何地方都没有空间电荷积聚, 而且因两板极上未加电压, 没有外加电场, 因此两板极空间没有电场和电流。两层交界面上也没有面电荷存在。总之两电极板之间既没有空间体电荷也没有面电荷。
在t=0时刻, 在两板极间加上电压V, 并保持稳定不变。在t=0的瞬间, 电容器两板间上层和下层空间各处电场强度均为：
Et-0=V/(L+Lo)（18）
因此两层空气中带电粒子都在Et-0作用下运动。为确定起见我们假定V>0, 并不失普遍性。于是两层中带负电的粒子向上运动, 而带正电的粒子向下运动。运动速度μ正比于电场强度E, 即：
μ=ξE（19）
比例常数ξ为迁移率, 由分子碰撞频率决定。一般地面空气中,ζ =(1～3)×10-4米2/(秒伏), 正、负粒子相同。因此我们的问题中, t=0瞬间, 两层空气中各处的所有带电粒子都按同样的速度向上或向下移动。但由于下层带电粒子密度比上层大, 因此向上跨越两层边界的下层负粒子比离开边界的上层负粒子多。同时, 向下跨越边界的上层正粒子比离开边界的下层正粒子少。其结果是使边界面的上侧和下侧都出现负的空间电荷积累。这一负电荷层越来越扩展而增厚, 在这一面电荷层影响下, 下层空间电场变小, 使下层带电粒子运动减慢, 直至达到前述的稳定终态。
我们可以总结设想一下总的图像。当忽略上层带电粒子进入边界层时, 二层边界层将由纯负电荷构成, 在边界层下面, 仍然是原下层空气的结构, 正、负带电粒子密度分别为n+和n-。边界面的下边界不断向下推进。在上边界之上仍然是n+和n-, 上边界不断向上推进。上边界向上推进的速度正比于Eo, 下边界向下推进的速度正比于E, 故上边界向上推进的速度始终很快, 而下边界向下推进速度越来越慢。所以边界层中负电荷密度上稀下密。
我们根据实际大气状况, 算一些典型数值(在国际实用单位制中）, 以得到一些定量的概念。地面大气电导率典型观测值为
粗略估算, 因移动速度只考虑成是初始值, 随后由于屏蔽作用移动速度迅速降低, 边界电荷不会如上面数值那么大。图4是一维高大气电导率层在外电场作用下屏蔽的模拟结果。箭头表示外电场，下面水平线代表地面良导体边界。○代表带正电的离子，●代表带负电的离子，假设正、负离子具有相同的迁移率。
图4. 贴近地面高电导率气层在外电场作用下的行为
3地面高电导率气层对下行先导的响应
前一节中，我们考虑了外电场是阶跃函数的情况下，得到了一维高电导率气层屏蔽作用的驰豫时间的表达式。现在，我们对雷击的下行先导造成的随时间变化的外电场作用下，考察地表面高电导率气层的响应过程。为简化计算同时又能说明问题。我们假设先导为垂直地向下匀速移动的垂直线电荷。假如不存在高电导率气层时，先导所产生的正下方地面大气电场Eo将随时间而变[1]：
若用变系数法解上述方程，令解为：
有一种简化考虑是，由于Eo在最后一步改变最快，假如我们把这最后一步作为设计高电导率驰豫时间的标准，则可粗略认为早先电场E随时都跟得上Eo的屏蔽要求，只当最后一步时，E由Eo开始作驰豫减小。若先导最后一步走30米，先导下行的平均速度Ve=1.5×105米/秒，则最后一步走200微秒；若最后一步也为阶跃式前进，步跳时间10微秒以后，等待50微秒出现上迎回击。所以我们设计t=30微秒就可以有效地屏蔽先导在地面造成的电场。
由上节数例可知，这就要求高电导率气层中带电粒子数密度达到1×1016m-3。为了达到全屏蔽2×106V/m的电场需要造成的面电荷密度为9×10-12×2×106=1.8×10-5C/m2，也就共需要约1×1014个/m2电粒子。因此，高电导率气层的厚度只要1厘米就够了。
早在1914年，匈牙利物理学家斯拉德就提出在避雷针上加放射源可能会更有效。以后，世界上许多地区制造并安装了放射性避雷针[2]。但随后的野外测量和实验室测量都表明[3]，放射性避雷针并不比一般避雷针具有更强的引雷作用。这一否定所依据的测量实验，正可说明本文所述的高电导率气层也不可能造成引雷作用。
我们从屏蔽的角度来考察一下放射性避雷针。放射性无疑地能使放射源周围的大气电离度增高，应该对避雷针发生屏蔽作用，使避雷针的引雷作用减弱。但实测结果却是有无放射源的引雷作用相同。Berio单根避雷针上加的是镅241，每秒钟可以产生14×1012正负离子对。在1米/秒的微风中，这些离子将随风漂移水平分布。在雷云电场作用下，将有每秒米量级的垂直迁移（见本文第2节数例）。因此，可假定镅241放射源造成的电离粒子浓度量级为14×1012m-3。因此，电导率为14×1012×16×10-19×2×10-4=4.5×10-11S/m。比晴天地面大气电导率大了三个数量级。但驰豫时间t=0.45秒，因此对数十微秒量级的先导到达闪击距离时对地面的瞬变电场根本不可能产生屏蔽作用。因此加不加放射源，实际上并没有差别。
4高电导率气层没有尖端效应
由于电场的可迭加性，空间任何位置的电场强度等于先导电荷、地面感应电荷、云电荷和空间电荷所产生电场之向量和。我们把前三种电荷所产生电场的和作为背景电场，空间电荷则是高电导率气层所产生的空间电荷。我们来考察高电导率气层能否会出现导体尖端效应那样的类似现象。
在电场作用下，空间带电粒子只能沿电力线移动，带正电的粒子沿电力线向电位低的方向移动，而带负电的粒子沿电力线向电位高的方向移动，所以只有电力线有会聚时，带电粒子才有会聚或发散的移动。在我们的问题中，背景电场在地面处是垂直于地面的电力线形态，所以地面附近高电导率层中的带电粒子不可能被背景电场会聚。现在我们假设某时刻在高电导层中某处已积聚了空间电荷，那么随着时间的演变，那里的空间电荷会发散开来，而不是进一步积聚。这正如等离子体中不会长期存在空间电荷一样。也就是说，空间电荷产生的电场是使带电粒子在空间均匀分布的倾向，与“积聚”倾向相反。因为一旦空间电荷集中，就产生以集中区为中心的辐射性电场结构，使得同号空间电荷离开集中区向外辐射移开，而异号空间电荷会聚到集中区来中和掉空间电荷。可见完全不会发生像导体尖端效应那样的现象。形成导体表面尖端效应的原因是电子无法离开导体表面，在最大限度地向导体外运动的趋势下堆积到最突出的尖端。而空气中的带电粒子是自由的，没有像导体面那样的表面约束，所以不会产生尖端效应。图5是地面附近高电导率气层中电荷积聚区的消散模拟计算例。图中电荷积聚区是球形。外围及更外面是正、负带电粒子相间的中性高电导率气层。圆黑点代表带负电的粒子，空心三角形代表带正电的粒子。由图可以看到，在时间
以后，带负电的粒子向外疏散，而带正电的粒子进入正电荷区，有使电荷区消失的倾向。计算中加进了方向垂直向下的外电场，但没有考虑空间电荷的地面镜像。图6是图5的三维立体显示。
图5. 空间电荷区的消散倾向模拟
图6. 图5的三维立体显示
由上述可以看到，高电导率气层的屏蔽作用与金属屏蔽作用有很大差别。
5结语和讨论
本文考察了大气等离子体的避雷功能，即高电导率气层对雷电电场的屏蔽作用。可以看到：
5.1 静电学中电场强度与大气电导率成反比的关系，有个建立的驰豫时间。只有当驰
豫时间与雷闪电场的时间变化量级相当时，才能对雷闪电场造成屏蔽作用。对地面大气的典型参数估算可知，避雷保护物表面大气的电导率达到3×10-7S/m时，驰豫时间可达30微秒左右，可望屏蔽雷击先导产生的地面电场从而达到避雷的目的。
5.2 高电导率气层在雷电场作用下，并不会产生尖端放电现象。不管是在形成高电导率气层时或风吹而形成的尖形都不会起引雷的作用。
5.3 为避雷所需的10-7S/m量级的高电导率气层对通常的广播、电视和雷达等无线电波无显著影响。
5.4 一般来说，用高电导率气层来作避雷用时，其保护范围只是与接地面紧贴的高电导率气层区域。
5.5 产生避雷所需的高电导率气层理论上是可行的，工程上也有现成产品作参考。因此利用高电导率气层可能成为一种实用的避雷手段。
本文只是对首次闪击下行先导的情况作了详细论述和计算，对于后续闪击不用担心，因为只要顶住了首次闪击，不使它击到被保护物，则后续闪击一般都是沿首次闪击的路径，也就不打到被保护物了。对于上行先导雷击，和高原、高山上的云中目标遭雷击的情况，由于电场的时间变化率比文中的计算情况慢得多，因此对大气等离子体浓度要求低得多，文中计算出的有效避雷的技术条件完全可以覆盖这些情况。
高电场强度可击穿空气，具有引雷危险，但击穿空气后，产生的电离气体又会产生极化而具有文中所说的屏蔽作用，即具有避雷可能。这种“引雷”和“避雷”作用实际上是一对矛盾的两个方面。在尖端放电现象中，正是这对矛盾的斗争使得尖端放电成为间歇断续的，而不是连续稳定的。这也就是有些饶击、侧击、不击尖针而击附近的钝针等现象的原因。用它也可以解释避雷针头的曲率半径必定具有一个最佳值，而不是越尖越好。大气等离子体避雷就是利用人造的等离子体在引雷和避雷的一对矛盾斗争中使避雷作用成为压倒因素，而去掉引雷的危险。具体的技术实施方案拟在另文展开论述，本文只是叙述了一种避雷新技术的物理思想。
文中进行的量化分析没有考虑风。存在风时只要产生和传送等离子体的速度比风速快，被保护目标物表面上总能覆盖上一层大气等离子体。只要存在这一气层，一旦先导到来，起避雷作用的过程只在数十微秒之内，风的影响只使等离子体气层运动不到1mm，影响不大，文中量化分析仍应该可用。另外，具体实施时还可加上玻璃钢罩等保护装置，就如雷达天线罩一样，可防止风、雨等不利因素的影响。
参考文献
[1]Uman M A. Lightning. New York:McGraw-Hill Book Company. 1969.
[2]Berio G. Lightning rods go radioactive. Electl Wld. 1970,173:
36-37.
[3] Golde R H. Lightning. London:Academy Press Inc. 1977.
Lightning protection by atmospheric plasma
Hong Chun Zhuang，Huang Jian-guo，Chen Tian-chen，Li Heng-bo，Song Xiang，Zheng Si-ru，Ma Feng
（Center for Space Science and Application Research，Chinese Academy of Sciences，P .O .Box 8701，Beijing 100080，China）
[Abstract]By covering an atmospheric plasma on the surface of a subject，the subject will be protected against direct lightning stroke .The principle of such a lightning protection technique is described .Technical properties for the plasma layer which is suitable for lightning protection are deduced：number density of charged particle should be larger than 109 cm-3， and thickness of the layer should be larger than 2 cm.
[Key words]plasma，atmospheric plasma，lightning protection
作者简介
庄洪春1941年生，1964年毕业于中国科技大学应用地球物理系，1967年中国科学院应用地球物理所空间物理专业研究生毕业。国际宇航科学院院士，研究员，博士生导师，现为中国科学院电工研究所高级顾问。主要从事空间电学研究。近年来，申请了多项发明专利，已经作为成果或正在实施之中。
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