По программе «Starfish» 9 июля 1962   США взорвали в космосе над Тихим океаном водородную бомбу с тротиловым эквивалентом 1.4 Мт. Это событие поставило перед научной общественностью очень много вопросов. Перед этим в 1957 г. Нобелевский лауреат доктор Ханс Альбрехт Бете (Hans A. Bethe), основываясь на теории дипольного излучения, предсказал, что при подобном взрыве будет наблюдаться электромагнитный импульс (ЭМИ) с вертикальной поляризацией, при этом напряженность поля на поверхности земли составит не более 100 В/м. Поэтому вся измерительная аппаратура, которая должна была регистрировать электромагнитное излучение, была настроена на регистрацию таких напряженностей полей. Но при взрыве бомбы произошло неожиданное. Напряженность электрических полей, начиная от места расположенного под эпицентром взрыва, и далее на протяжении более 1000 км достигла нескольких десятков тысяч вольт на метр. Карта местности и значения напряженностей полей приведены на рис. 1. Этот рисунок и все данные, которые будут приведены в этом разделе, касающиеся испытаний по программам «Starfish» и «Программа  К»,   взяты с сайта
  http://glasstone.blogspot.com/2006/03/emp-radiation-from-nuclear-space.html.

Рис. 1.  Карта испытаний по программе «Starfish».

 К сожалению, в материалах данной ссылки  не содержится информация о поляризации этих полей. Но, судя по тому, что вся аппаратура была настроена на измерении электрических полей с вертикальной поляризацией, на карте даны данные об измеренных значениях именно вертикальной составляющей электрического поля. Возможность уточнить этот вопрос дают  данные, полученные в СССР во время испытаний с кодовым названием  «Программа К», когда недалеко от Джезказгана на высоте 290 км была взорвана водородная бомба с тротиловым эквивалентом 300 кт. Карта местности с указанием значений напряженностей полей, полученных при этом взрыве, показана на рис . 2.

Рис. 2. Карта испытаний по программе «Программа К».

Сравнивая данные по напряженностям полей, приведенные на этих двух картах, можно видеть, что значения напряженностей полей на рис. 1 убывают при увеличении расстояния от эпицентра взрыва, в то время как на карте, изображенной на рис. 2, эти значения возрастают. Из этого можно сделать вывод, что на второй  карте приведены данные по измерению горизонтальной составляющей напряженностей электрических полей.
Имеется только одна запись формы электрического импульса, сделанная на расстоянии 1300 км от места взрыва (рис. 3), полученная при испытаниях по программе «Starfish». Из приведенного рисунка  видно, что ЭМИ имеет не только очень большую амплитуду, но и очень малую длительность.
 Поскольку прогноз доктора Ханса Альбрехта Бете не оправдался, то в последующем было выдвинуто еще две теории, призванные объяснить экспериментальные данные. Первая из них была разработана доктором Конрадом Лонгмаером (Conrad Longmire) в 1963 г, который рассмотрел вопрос о формировании магнитного диполя, образуемого комптоновскими электронами, вращающимися вокруг силовых линий магнитного поля Земли.

Рис. 3. Экспериментальная зависимость амплитуды ЭМИ от времени, полученная при испытаниях по программе «Starfish».

В последующем в 1975 г. была разработана модель (Louis W. Seiler, Jr.) http://glasstone.blogspot.com/2006/03/emp-radiation-from-nuclear-space.html. , в которой предполагается, что формирование ЭМИ обязано релятивистским комптоновским электронам, которые выбивает из молекул воздуха жесткое рентгеновское излучение и которые синфазно с гамма-излучением двигаются с релятивистскими скоростями в направлении распространения волны.  Ни та, ни другая модель достоверно принята или опровергнута быть не может, поскольку дальнейщие испытания ядерного оружия в космосе были прекращены, и нет дополнительных экспериментальных данных, которые смогли бы подтвердить или опровергнуть рассмотренные модели.
Эти модели предполагают, что процесс формирования ЭМИ не является свойством самого взрыва, а является вторичным эффектом, связанным с тем, что рентгеновское излучения выбивает из молекул воздуха комптоновские электроны. Из последней модели, получившей наибольшее признание, вытекает, что сам ЭМИ распространяется из ионосферы в нижние слои атмосферы, и, следовательно, его поля выше ионосферы, непосредственно в самом космосе, отсутствуют. Но, если при помощи рассмотренных теорий еще как-то можно объяснить наличие электрических полей в зоне видимости взрыва, то факт сильных возмущений ионосферы на больших расстояниях от взрыва, которые ему сопутствовали, объяснить нельзя. Так, после взрыва по программе «Starfish»  в течении нескольких десятков минут отсутствовала радиосвязь с Японией и Австралией, и  даже на расстоянии в 3200 км от эпицентра взрыва были зафиксированы возмущения ионосферы, которые в несколько раз превышали те, которые бывают обусловлены самыми мощными вспышками на Солнце. Взрыв повлиял и на космические аппараты. Три спутника были сразу выведены из строя электромагнитным импульсом. Заряженные частицы, появившиеся в результате взрыва, были захвачены магнитосферой Земли, в результате чего их концентрация в искусственном радиационном поясе Земли увеличилась на 2-3 порядка. Воздействие радиационного пояса привело к очень быстрой деградации солнечных батарей и электроники еще у семи спутников, в том числе и у первого коммерческого телекоммуникационного спутника Телестар 1. В общей сложности взрыв вывел из строя треть космических аппаратов, находившихся на низких орбитах в момент взрыва.
При взрыве ядерного заряда по программе «Программа  К» радиосвязь и радарные установки были также блокированы на расстоянии до 1000 км. В результате этих испытаний было установлено, что высотные ЯВ сопровождаются излучением электромагнитного импульса (ЭМИ) в широком диапазоне радиоволн, значительно превышающего по амплитуде величину ЭМИ, излучаемого при приземных взрывах той же мощности. Было обнаружено, что регистрация ЭМИ высотного ЯВ возможна на больших (до 10 тысяч километров) расстояниях от эпицентра взрыва.
http://atomas.ru/isp2/1_9.htm.
С точки зрения существующих понятий классической электродинамики комптоновские модели вызывают серьезные  вопрос. Например, почему все комптоновские электроны должны двигаться синфазно с фронтом гамма-излучения с релятивистской скоростью. У комптоновских электронов вектор скорости имеет пространственное распределение, в связи с чем нельзя будет получить такой короткий фронта нарастания импульса, как это имеет место в действительности. В линейной электродинамике теоретически отсутствуют такие механизмы, которые дают возможность получить в данном месте однополярный импульс электрического поля без пространственного разделения зарядов. Но за время наростания импульса, которое исчисляется десятками наносекунд, получить пространственное разделение зарядов, которое обеспечит полученную на эксперименте напряженность поля, невозможно. Сама же комптоновская ионизация оставляет всю систему  в целом электронейтральной.
Известно, что  проблему ЭМИ  вместе со своими учениками пытался решить и Академик АН СССР  Я. Б. Зельдович [1]. Однако в имеющихся источниках по этому вопросу нам не удалось найти информацию о том, что им эта проблема была решена. Все это говорит о том, что в рамках существующей классическо электродинамики результаты, полученные при испытаниях по программе «Starfish» и  «Программа  К», объяснить пока нельзя.
 В чем заключается опасность прогнозов, которые дает последняя  модель?  Она заключается в том, что она исключает возможность наличия полей ЭМИ в самом космосе. Известно, что после испытаний по программе «Starfish» у двух спутников, находящихся в то время в космосе неподалеку от зоны взрыва, вышли из строя солнечные батареи. Неизвестно, имеются ли в настоящее время точные данные по поводу причин этих отказов. Предположим, что выдвинутая теория неверна, и, опираясь на нее, как в прошлом на передсказания доктора Ханса Альбрехта Бете, будет произведен очередной взрыв ядерного заряда в космосе, который выведет большое количество спутников из строя.
 Сейчас мы попытаемся, используя концепцию скалярно-векторного потенциала [2-3],  объяснить полученные экспериментальные данные, а также покажем, что при взрыве ядерного заряда в космосе, там существуют поля ЭМИ, причем гораздо более значительной величины, чем на земной поверхности,
 Рассчитаем возможные величины электрических полей ЭМИ, которые могут иметь место при взрыве ядерного заряда в космосе, используя эту концепцию.  В начальный момент  термоядерного  взрыва температура сгустка плазмы может достигать нескольких сот миллионов градусов. При таких температурах электронный газ уже не является вырожденным и подчиняется распределению Больцмана. Положим, что температура образовавшегося при взрыве плазменного сгустка в начальный момент составляет ~ 108 К, а общий вес бомбы, изготовленной из металла со средней плотностью электронов  ~5× 1022   1/см3, составляет 1000 кг.  При удельном весе металла ~ 8 г/ см3 общее  количество свободных электронов в образовавшейся плазме, в предположении, что все атомы будут однократно ионизированы, составит ~ 5×1027 . Наиболее вероятная скорость электронов при указанной температуре определяется из соотношения
,

где - постоянная Больцмана, а - масса электрона.
Теперь, пользуясь соотношением

 для вычисления приращения скалярно-векторнго потенциала [2-3] и учитывая только члены разложения ~, для его приращения по сравнению с неподвижным зарядом, получаем

 ,    (1)                       

где - заряд электрона, а - расстояние от эпицентра взрыва до точки наблюдения. Напряженность радиального электрического поля, соответствующая такому приращению потенциала, определиться соотношением

,     (2)

где 
    (3)

 - эквивалентный заряд взрыва. Под этой величиной нужно понимать превышение заряда электронного газа по сравнению с его равновесным значением при нулевой температуре. Следует сказать, что при нагреве плазмы ионы тоже приобретают дополнительную скорость, однако, поскольку их масса значительно больше, чем масса электронов, приращением их зарядов можно пренебречь и считать их неподвижными.
 В соответствии с формулой (2) напряженность радиального электрического поля под эпицентром взрыва при заданных выше параметрах составит  ~ 7×105  В/м,  на расстоянии в 870 км от этого места она будет  ~ 1.5×105  В/м и на расстоянии 1300 км она составит ~ 6.5×104  В/м. Мы видим, что расчетные значения электрических полей на поверхности земли  превышают значения, полученные во время испытаний. Отношение рассчетных значений к измеренным составляют: под эпицентром взрыва – 13.5, на расстоянии 870 км от этого места – 4.5, на расстоянии 1300 км – 2.4. Конечно, мы не знаем ни точной начальной температуры плазменного сгустка, ни массы бомбы и ракетоносителя, в котором ее подрывают, ни материалов, из которых изготовлены эти элементы.  Корректируя эти данные, мы достаточно просто можем получить величины полей приближающиеся к экспериментальным значениям. Большее беспокойство вызывает то, что имеется большое несовпадение пространственных зависимостей экспериментальных и расчетных данных. Попытаемся объяснить причину таких расхождений.
 Сначала рассмотрим случай, когда атмосфера отсутствует (рис. 4). Для упрощения задачи будем считать, что поверхностью Земли представляет идеально проводящая безграничная плоскость. Решение задачи распределения полей для заряда, находящегося над такой плоскостью, хорошо известно [4]. Горизонтальная составляющая электрического поля на поверхности такой плоскости равна нулю, а нормальная составляющая определяется соотношением

,
где - величина заряда, - кратчайшее расстояние от заряда до плоскости, - расстояние о точки наблюдения до точки пересечения вертикали, опущенной с точки, где находиться заряд, на плоскость.

Рис. 4. Отрицательный заряд над безграничной проводящей плоскостью.

 Ниже проводящей плоскости электрические поля отсутствуют. Такая конфигурация полей связана с тем, что заряд, находящийся над проводящей плоскостью, индуцирует в ней такую поверхностную плотность зарядов, которая полностью компенсирует горизонтальную и вертикальную составляющую электрического поля заряда в проводящей плоскости. Зависимость величины  поверхностного заряда от координаты  определяется в данном случае соотношением
       
.    (4)
Если мы проинтегрируем  по координате , то  получим величину заряда, находящегося над проводящей плоскостью. Таким образом, чтобы не пропустить электрические поля заряда  через проводящую плоскость, в ней должно содержаться количество свободных зарядов, дающих суммарный заряд не менее чем заряд .  Если мы будем периодически приближать и удалять заряд от плоскости, то в ней возникнут периодические горизонтальные токи, которые будут создавать компенсирующие поверхностные заряды. Такой же эффект будет иметь место, если заряд в данной точке может раждаться и исчезать.  Если в заданной точке над плоскостью вдруг за какое-то время возникнет заряд, то, для того, чтобы поля заряда не проникли через проводящую плоскость, за это же время на проводящей плоскости должны появиться компенсирующие заряды, соответствующие соотношению (4). Это означает, что величина токов, создающих компенсирующие заряды, будет тем больше, чем больше сам заряд и чем меьше время его возникновения. Если вычислить электрические поля по этой формуле, считая, что при  значение напряженности вертикальной составляющей электрического поля на поверхности равно 5.2 ×104 В/м, то  на расстоянии 870 км получим значение поля 4×103 В/м, а на расстоянии 1300 км – 1.3×103 В/м. Мы видим, что значения расчетных полей и полученных экспериментально опять сильно отличаются от вычисленных. Это связано с тем, что между земной поверхностью и рассматриваемым зарядом существует ионосфера, которая тоже является проводником тока, хотя и не очень совершенным. Рассмотрим этот случай (рис. 5.).

Рис. 5. Отрицательный заряд над поверхностью земли при наличии  ионосферы.

 Когда заряд будет приближаться к ионосфере, то он будет собирать под собой  имеющиеся в ионосфере свободные заряды противоположного знака для компенсации тех полей, которые он создает в ней. Однако, если  суммарное количество свободных положительных  зарядов в ионосфере будет меньше, чем величина самого заряда, то их количества не хватит для полной компенсации полей заряда и его поля проникнут через ионосферу. При этом проникшие поля, в силу ее экранирующего действия, могут быть значительно меньше, чем поля над самой ионосферой. Всю эту картину мы можем описать только качественно, потому что не знаем точно ни толщины ионосферы, ни степени ее ионизации по высоте, более того, такие задачи решаются только численными методами.

Рис. 6. Отрицательный заряд над поверхностью сферической ионосферы.

 Сферичность ионосферы тоже накладывает свои особенности на процесс индукции компенсирующих поверхностных зарядов. Схематически этот процесс изображен на рис. 6.
Стремлениe заряда, приближаемого к ионосфере, собрать под собой компенсирующие заряды противоположного знака приведет к поляризации значительной части ионосферы. Компенсирующие положительные заряды будут находиться в ионосфере непосредственно в прямой видимости  под зарядом и здесь их будет в избытке, в то время как за пределами прямой видимости в избытке будут отрицательные заряды. И вся система: заряд – ионосфера - земля получит дополнительный дипольный момент. Распределение наведенного заряда в ионосфере будет зависеть от высоты, на которой находится заряд, а также  от положения Солнца по отношению к заряду, т.к. от его положения зависит степень ионизации  ионосферы.
 При ядерном взрыве  синхронно с электрическими радиальными полями, двигающимися от плазменного сгустка со скоростью света, двигается и фронт рентгеновского излучения. Это излучение будет ионизировать атмосферу, увеличивая ее проводимость, а это, в свою очередь, увеличит защитные функции атмосферы от проникновения в нее ЭМИ.
Кроме того, поскольку отрицательный потенциал плазменного сгустка в начальный момент взрыва очень большой, то из сгустка будет выброшено большое количество электронов, которые также через некоторое время попадут в ионосферу. Частичная нейтрализация электронов, попавших в ионосферу, произойдет, когда положительные ионы плазменного сгустка достигнут ионосферы. Но это будет касаться только тех ионов, радиальная составляющая скорости которых была направлена в строну ионосферы. Те же электроны и ионы, радиальная составляющая которых была направлена в сторону от нее, покинут пределы земного тяготения и будут представлять подобие того солнечного ветра, который является следствием испарения солнечной короны или вспышек на солнечной поверхности.
Конечно, мы сейчас попытались только схематически обрисовать те сложные процессы, которые сопутствуют ядерному взрыву, и предстоит еще большая работа, по воссозданию этих процессов для реальных условий. Очевидно, что сделать это можно только численными методами.
Рассмотренная модель говорит о том, что ядерный взрыв приведет не только к возникновению ЭМИ в зоне прямой видимости, но и к глобальному возмущению ионосферы. Известно, что взрывы по программе «Starfish» и  по программе «Программа К» привели к наличию больших помех радиотехническим и радиолокационным системам. Конечно, электрические поля в космосе, генерируемые таким взрывом в соответствии с соотношением (2), имеют в космосе колоссальные величины, и представляют большую опасность для космических аппаратов. Величины максимальных значений напряженностей электрического поля, в зависимости от расстояния от эпицентра ядерного взрыва для нашего конкретного случая, представлены в таблице №1.

                                                                                             Таблица №1 

 Теперь вернемся к горизонтальной составляющей электрических полей на земной поверхности, генерируемых при взрыве. Этот вопрос мы уже практически рассмотрели и нам понятно, что эти поля представляют тангенциальную составляющую радиальных полей, идущих от точки взрыва. Именно эти поля и вызывают компенсирующие токи, которые создают компенсирующие поверхностные заряды. Мы можем вычислить порядок суммарных токов, которые будут иметь радиальную направленность по отношению к месту, находящемуся под эпицентром взрыва. Для этого вычислим суммарный компенсирующий поверхностный заряд на поверхности земли, который должен обазоваться при взрыве атомного заряда. Этот заряд равен заряду плазменного сгустка с обратным знаком

 .

Проведя вычисления по этой формуле, исходя из реально измеренных вертикальных напряженностей  электрических полей под эпицентром взрыва (5.2×104  В/м), при расстоянии до взрыва 400 км получаем заряд ~ 106 Кл.  Значение же заряда, вычисленное по формуле (3) составят ~ 1.2×107 Кл. Такое расхождение, как мы уже сказали, может быть связано с экранирующим действием ионосферы. Из данных по топологии ЭМИ, приведенных на рис. 3, следует, что время нарастания импульса электрического поля составляет ~ 50 нс. Это означает, что суммарный ток, направленный к месту под эпицентром взрыва, должен составлять ~ 1012 ампер. Конечно, эта цифра несколько завышена, потому что компенсирующие заряды притягиваются не к одной точке под эпицентром взрыва, а к достаточно обширной области под ним. Но даже, если эту величину уменьшить на несколько порядков, все равно величина компенсирующих токов будет очень большой. Теперь понятно, почему на острове Оаху, находящемся на расстоянии 1300 км от места взрыва,   погасли  300 уличных фонарей, а близ Джесказгана в воздушной телефонной линии протяженностью 570 км возникли токи ~ 2.5 кА и сгорели все плавкие предохранители.  Даже на силовой кабель протяженностью более 1000 км, соединяющий Алма-Ату и Акмолу, и имеющий бронированный экран из свинца, и оплетку из стальной ленты, и закопанный на глубину 0.8 м, возникли такие наводки, что сработали автоматы, отключив от кабеля  электростанцию. Конечно, импульс тангенциальных токов, не менее значительный, чем на земной поверхности, будет иметь место и в ионосфере, что приведет  к ее возмущению в глобальных масштабах.
Теперь весь процесс формирования ЭМИ при взрыве заряда в космосе можно описать следующим образом. В момент взрыва за время детонации ядерного заряда, которое длиться несколько  наносекунд, образуется плотный сгусток плазмы с температурой в несколько десятков и даже сотен миллионов градусов. Этот сгусток генерирует мощное гамма излучение, которое распространяется во все стороны от сгустка со скоростью света. Одновременно генерируется радиальное электрическое поле, которое также распространяется в радиальном направлении от сгустка  со скоростью света. Радиальные электрические поля ЭМИ и гамма-излучение достигают ионосферы одновременно. При своем дальнейшем движении в сторону поверхности земли, если мощности взрыва для этого достаточно, рентгеновское излучение начинает ионизировать и слои атмосферы, находящиеся ниже ионосферы. Процесс ионизации верхних слоев атмосферы и проникновения в них радиального электрического поля также будут происходить одновременно. В ионизированных слоях за счет наличия радиального электрического поля и проводимости атмосферы возникнут радиальные токи, которые приведут к расслоению зарядов и к вертикальной поляризации проводящих слоев. Процессы поляризации атмосферы будут длиться столько времени, сколько будет существовать радиальное поле, а также  проводимость ионизированного воздуха. Поскольку ионосфера не сможет обеспечить заряд, необходимый для полной компенсации радиального поля плазменного сгустка, эти поля, хотя и в ослабленном виде, будут продолжать распространятся в направлении земной поверхности. Достигнув земной поверхности электрические поля создадут мощные радиальные токи. Процесс распространения рентгеновского излучения и радиальных полей через ионосферу приведет к ее дополнительной ионизации и поляризации, а также к появлению импульса  тангенциальных токов. Импульс тангенциальных токов в ионосфере будет распространяться на расстояния, значительно большие, чем зона видимости взрыва, что приведет к глобальным  возмущениям ионосферы.
С некоторым запозданием по фазе ионосферы достигнут и электроны, выброшенные из плазменного сгустка, что приведет к дополнительным ее возмущениям.
Сразу после взрыва плазменный сгусток начинает интенсивно расширяться и его температура, а также  отрицательный потенциал  будут понижается, , однако, к этому моменту, за счет предшествующего этапа поляризации, положительные и отрицательные заряды, особенно в верхних слоях атмосферы, уже будут иметь пространственное разделение. И если мощность взрыва такова, что ионизованными окажутся даже нижние слои атмосферы, то разделение зарядов, а, следовательно, и наведенное за счет разделения зарядов электрическое поле будет иметь место во всей атмосфере.
К тому моменту, когда поток жесткого гамма излучения и ионизация атмосферы прекратятся, часть атмосферы, ионизованной ниже, чем существующая граница ионосферы, перестанет быть проводником, а, следовательно, пространственно разделенные заряды окажутся запертыми в ней. Запертые в атмосфере электроны по-прежнему будут создавать какую-то статическую разность потенциалов, которая будет медленно релаксировать в меру наличия какой-то остаточной проводимости атмосферы. Следует отметить, что полярность этого поля будет противоположна полярности первоначального ЭМИ. Это означает, что радиальное электрическое поле, наблюдаемое на поверхности земли, сначала будет направлено от земли к эпицентру взрыва, но в какой-то момент времени оно  изменят свою полярность на обратную. Именно такое поведение электрического поля мы выдим на графике, изображенном  в верхнем правом углу рис. 3.
Становится понятным и то, почему после космического ядерного взрыва еще длительное время наблюдается остаточное свечение атмосферы под местом взрыва. Это свечение обязано тем электронам, которые на первом этапе развития ЭМИ были перемещены из ионосферы в более плотные слои атмосферы, а затем, после прекращения ионизирующего действия гамма излучения, остались запертыми в мало проводящей атмосфере, продолжая ее ионизировать.
Теперь обратимся к  рис. 3. Поскольку величина радиального поля в соответствии с соотношением (2) пропорциональна произведению количества свободных электронов на температуру плазмы, то по этому графику можно судить о процессах детонации ядерного заряда и последующем охлаждении плазменного сгустка. Из рисунка мы видим, что наиболее активный процесс формирования ЭМИ длиться всего ~ 100 нс. При этом даже рентгеновские лучи, распространяющиеся со скоростью света, успеют уйти от эпицентра взрыва всего на 30 м. На рисунке имеются две зависимости. Сплошной линией обозначена кривая, сфотографированная с экрана осциллографа, пунктирная линия представляет реальную форму импульса, полученную путем обработки сфотографированной кривой с учетом  параметров входных цепей осциллографа. На начальном этапе реальной зависимости на протяжении прядка 50 нс видны два последовательных пика. В соответствии с концепцией электрополевой термокинетической спектроскопии [3] первый пик представляет взрыв атомной бомбы, поджигающей термоядерный заряд, второй пик представляет процесс горения термоядерного топлива. Далее идет быстрый спад, который характеризует процесс охлаждения самого сгустка. Мы видим, что он происходит очень быстро. Естественно предположить, что это тот период, когда основные потери энергии связаны с лучистыми потерями за счет жесткого ренгеновского  излучения. На зависимости, изображенной на графике, расположенном в верхнем правом углу рис. 3, изображены процессы в промежутке времени исчисляемом секундами после взрыва. Видно, что интенсивность этих процессов незначительна, однако характерной особенностью является то, что напряженность поля меняет свой знак, эту особенность мы уже также объясняли.
Проведенный анализ свидетельствует о том, что возникновение ЭМИ нужно рассматривать как быстро протекающее рождение нового отрицательного однополярного заряда в момент детонации ядерного заряда и последующее более медленное его исчезновение при охлаждении плазмы.
Таким образом, наличие ЭМИ при ядерном взрыве являются свойствами самого взрыва, а не вторичными явлениями.  Его свойства и характеристики могут бить объяснены в рамках концепции скалярно-векторного потенциала. Изучая же топологию ЭМИ и, пользуясь методом электрополевой термокинетической спектроскопии, мы можем изучать процессы детонации и горения ядерного топлива при ядерном взрыве, причем данный метод является дистанционным. Изучая топологию ЭМИ на земной поверхности, мы можем судить также  о последующих процессах поляризации и деполяризации атмосферы и земной поверхности. Конечно, наиболее эффективной такая методика может быть осуществлена, если сам взрыв и аппаратура, регистрирующая ЭМИ расположены вне атмосферы. Если же регистрирующая аппаратура расположена в атмосфере, а взрыв осуществляется в космосе, то атмосфера будет вносить дополнительные специфические процессы в формирование топологии ЭМИ. При взрыве в атмосфере сам процесс взрыва и его развитие связаны с наличием атмосферы, и это будет также накладывать свои условия на формирование ЭМИ.
Теперь мы должны сделать одно замечание по поводу самого термина ЭМИ. Из этого названия следует исключить слово магнитный, т.к. данный процесс представляет распространение только радиальных электрических полей, и при таком процессе магнитные поля отсутствуют. Другое дело, что электрические поля могут наводить в окружающих проводящих средах токи, и эти токи будут генерировать магнитные поля, но это уже вторичное явление.
Казалось бы, все очень хорошо сходится, однако, есть один существенный вопрос, который мы пока не рассмотрели, он касается баланса энергий при взрыве. Если считать, что одна тонна тротила эквивалентна 4.6×109 Дж, то при тротиловом эквиваленте бомбы в 1,4 Мт при ее взрыве выделяется 6.44  ×1015 Дж.  Если считать, как следует из рис. 5.14, что время детонации составило 50 нс, то мощность взрыва составляет ~1.3×1023 Вт. Для примера скажем, что мощность излучения Солнца составляет 3.9×1026 Вт. Рассмотрим вопрос, куда и каким образом может быть израсходована энергия, выделенная при таком взрыве за столь короткое время.
В соответствии с уравнением Стефана- Больцмана

 ,

мощность, излучаемая нагретой поверхностью, пропорциональна четвертой степени ее температуры. В данном соотношении - постоянная Стефана- Больцмана, а - площадь излучающей поверхности.  Если взять начальную температуру плазменного  сгустка ~108  К, то при начальном его диаметре 1 м (при этом площадь его поверхности составляет ~3 м2) вся энергия взрыва будет излучена за время ~ 0.4 нс. Если же взять начальную температуру ~107, то это время будет составлять уже ~400 нс. Таким образом следует положить, что начальная температура плазменного сгустка находиться где-то между взятыми значениями. Длина волны, на которой будет излучено максимальное количество энергии, определяется законом Вина

Если подставить сюда значение температуры 5×107 К, то получим длину волны порядка 6-ти ангстрем, что соответствует жесткому рентгеновскому излучению. Таким образом, в период самого активного выделения энергии взрыва сам взрыв будет невидимым в видимой части спектра. По мере охлаждения сгустка его температура начнет падать и   начнет сдвигаться в видимую часть спектра. При этом будет наблюдаться интересное явление, когда температура сгустка будет падать, а видимая яркость будет расти.
 Но рассмотренный механизм потерь не является единственным. Поскольку с температурой сгустка однозначно связаны и его электрические поля, то сразу после детонации они будут максимальны, а затем с падением температуры сгустка начнут уменьшаться пропорционально температуре. Однако энергия, необходимая для их создания, будет падать не так быстро, как энергия необходимая для создания рентгеновского излучения.
Кроме этих потерь будут еще потери на термоэмиссию электронов из плазменного сгустка. Скорость электронов, которые будут покидать сгусток значительно меньше, чем скорость электрических полей т.к. она соответствует температуре сгустка, поэтому фронт этих электронов будет существенно запаздывать относительно фронтов рентгеновского излучения и радиального электрического поля. И только после того, как термоэлектроны покинут сгусток, основной запас энергии ядерного взрыва будет исчерпан, и останутся только ионы с каким-то количеством компенсирующих электронов, которые будут  разлетаться в радиальном направлении от места взрыва. Этот оставшийся реликт ядерного взрыва будет представлять  собой  щаровую молнию.
Возникает еще один немаловажный вопрос о том, какое количество электронов покинет плазменный сгусток. Для того чтобы ответить на него, рассмотрим условие электронейтральности плазмы. В тот момент, когда происходит превращение твердого металла в плазму, происходит не только переход вещества из одного агрегатного состояния в другое, но и меняется статистика описания электронного газа. В твердом состоянии это статистика Ферми-Дирака, а в состоянии плазмы - это статистика Больцмана. Когда электронный газ находился в твердом проводнике, то в состоянии электронейтральности на каждый ион приходилось по одному свободному электрону. Определим с точки зрения концепции скалярно-векторного потенциала, какое соотношение должно соблюдаться между электронами и ионами в плазме, чтобы она тоже оставалась электронейтральной. До того, как твердое вещество превратилось в плазму, плотность электронов и ионов  была одинаковой и, следовательно, абсолютные величины их зарядов были равны, т.е.

,
После превращения вещества в плазму общий эквивалентный заряд электронов увеличился, на величину, определяемую соотношением (3), а у ионов остался практически прежним. Теперь уже для соблюдения электронейтральности должно соблюдаться соотношение

,                                                
где  - равновесное количество электронов в плазме. Мы видим, что это равновесное количество меньше, чем до перехода вещества в состояние плазмы. Эта разница составляет

,    (5)
Например, при температуре ~108 величина, стоящая в скобках, составляет примерно 0.13.  Это означает, что при указанной температуре, для сохранения электронейтральности плазмы, 13%  от общего первоначального количества электронов должны будут ее покинуть. Будем называть этот эффект эффектом временно лишних электронов. Слово временно используется в том смысле, что временными они являются до тех пор, пока плазма является горячей. В этой связи понятным становиться то, откуда, например, на поверхности Солнца возникают мощные магнитные поля, особенно в тех случаях, когда на нем появляются пятна. Эти поля индуцируются теми токами, которые перетекают между областями плазмы, имеющими различную температуру. К обсуждению других результатов, касающихся затронутых вопросов, мы еще раз вернемся ниже. А сейчас подведем предварительные итоги.
 Мы достаточно подробно рассмотрели поведение статического заряда над проводящей плоскостью. Но в действительности имеется не статический заряд, а заряд, который  живет всего несколько сот наносекунд. Процесс происходит примерно так, если бы мы за время ~150 нс смогли принести из бесконечности и убрать назад рассматриваемый заряд. Поэтому и процессы кратковременного рождения и исчезновения заряда отличаются от тех, которые мы рассмотрели. Проведенный анализ был направлен на то, чтобы лучше понять кинематику самого процесса. Для описания реального случая следует воспользоваться волновым уравнением для скалярного потенциала

  .   (6)

Если в начале координат расположен заряд , зависящий от времени, то решением волнового уравнения является запаздывающий кулоновский потенциал
 
,      (7)

которому соответствуют запаздывающие электрические поля

 .     (8)

 В соответствии с соотношениями (6)- (8) короткоживущий  заряд порождает столь же кратковременный импульс продольных электрических полей, которые в пространстве распространяются со скоростью света и  образуют сферический слой,  толщина которого равна времени существования заряда, умноженному на скорость света. Если для нашего случая принять, что время жизни заряда составляет полуширину импульса ЭМИ (где-то около 150 нс), то толщина этого слоя составит около 45 м.  Общим для статического заряда и такого распространяющегося слоя электрического поля является то, что соотношение между нормальными и тангенциальными компонентами электрических полей у них будет одинаковым. Поэтому сферический слой, достигнув сначала ионосферы, а затем земли наведет там такие же радиальные токи, как если бы статический заряд появился и, просуществовав 150 нс, исчез.
Эффект лишних электронов приводит еще к одному явлению, которое мы пока не рассмотрели. Мы уже сказали, что при взрыве заряда в космосе, значительная его энергия расходуется на создание потока жесткого рентгеновского излучения, фронт которого после взрыва распространяется в радиальных по отношению к заряду направлениях. Попадая в атмосферу, этот фронт ее ионизирует и разогревает. Но, если происходит ионизация и разогрев, то сразу же возникают лишние электроны, и в области ионизации появляется отрицательный статический заряд, по обе стороны которого возникают статические электрические поля, которые начинают распространяться, как по направлению земли, так и в сторону космического пространства. По направлению земли эти поля складываются с полями, создаваемыми зарядом взрыва, усиливая их. По отношению же к  космическому пространству происходит своего рода отражение от ионосферы фронта рентгеновского излучения в виде стимулированного этим излучением радиального электрического поля. И это еще один фактор, порождающий ЭМИ в космическом пространстве, но это уже вторичный эффект. Однако, поскольку, энергия рентгеновского излучения ядерного взрыва очень велика, то и этот вторичный эффект может быть значительным. Все дело в том, что самой ионизации еще недостаточно для образования ЭМИ, кроме этого нужен и разогрев самой плазмы. Поэтому следует полагать, что фронт рентгеновского излучения не только ионизирует плазму, но еще ее и разогревает. Кроме этого разогреву образовавшейся плазмы способствуют и те радиальные электрические поля, которые распространяются синфазно с фронтом рентгеновских лучей поскольку они создают радиальные токи.
Следуя этой концепции можно предположить, что при вспышках на Солнце, когда выделяется значительное количество дополнительного рентгеновского излучения, облучающего ионосферу, в ней тоже будут появляться дополнительные лишние заряды и будет происходить ее дополнительный разогрев. Это означает, что уже примерно через восемь  минут после вспышки (время необходимое, чтобы рентгеновские лучи достигли Земли) начнутся возмущения ионосферы и, в частности, на поверхности Земли появятся дополнительные вертикальные составляющие электрического поля.
 Мы уже сказали, что, анализируя топологию импульса ЭМИ, мы можем судить о температуре плазмы и о процессах взаимодействия ЭМИ с атмосферой. Данный метод диагностики  может быть использован и для диагностики других видов плазмы. Для самой плазмы нет никакой разницы в том, каким видом энергии ее разогревают, важно только количество свободных электронов, т.е. степень ионизации, и конечная температура плазмы. Перспективным методом ее разогрева  для осуществления термоядерного синтеза считается  лазерный разогрев. При этом исследуемые образцы подвергаются воздействию мощного лазерного импульса. Образец за короткое время превращается в высокотемпературную плазму. Т.е. имеется некое подобие поведения плазмы при ядерном взрыве. Поэтому вполне очевидным является то, что применение в данном случае метода электрополевой термокинетической спектроскопии даст возможность дистанционно диагносцировать временной процесс разогрева и последующего охлаждения такой плазмы. Для этих целей достаточно окружить исследуемый образец двумя сферическими проводящими экранами и подключить между ними высокоскоростной  осциллографу с высоким входным сопротивлением. Внешний экран при этом следует заземлить. В момент разогрева плазмы лазерным лучом возникнет ЭМИ. Причём разность потенциалов между экранами возникнет гораздо раньше, чем материальные частицы плазмы достигнут стенок первого экрана.  Изучая затем топологию записанного импульса, можно судить о временных энергетических  процессах разогрева плазмы. Нетрудно рассчитать ожидаемую разность потенциалов между экранами в зависимости от температуры и количества свободных носителей зарядов в разогреваемой плазме.

,
где  и - радиусы наружного и внутреннего  экранов соответственно, а - количество свободных электронов в разогретой  плазме.
Факт наличия лишних электронов следует, по-видимому, учитывать и при осуществлении управляемого термоядерного синтеза, поскольку это явление должно влиять и на устойчивость плазмы при её разогреве.

Литература.

1. Знакомый и незнакомый Зельдович (в воспоминаниях  друзей, коллег, учеников), М: Наука, 1993, 352 с. (под  редакцией С. С. Герштейна и Р.А. Сюняева)
2. Менде Ф. Ф.  Существуют ли ошибки в современной  физике. Харьков,  Константа, 2003.- 72 с. ISBN 966-7983-55-2 http://fmnauka.narod.ru/link2.html http://arxiv.org/abs/physics/0402084
3. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика и угроза ядерного космического терроризма. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-9 http://fmnauka.narod.ru/link3.html