§ 22. ОТРАЖЕНИЕ JJ ПРИБЛИЖЕНИИ ГЕОМЕТРИЧЕСКОЙ ОПТИКИ

Коэффициент отражения радиоволн от ионосферы в приближении геометрической оптики, как мы видели, равен

р = ехр -2 J xdz , (22.1)

где Zp и г (е=0) - соответственно высоты начала ионосферы и области отражения волны, а коэффициент затухания х при пренебрежении магнитным полем Земли равен

1 V knNi 22.2)

2п О) /п(< з +v2)

Если величина р написана в виде (22. 1), то предполагается лишь и.зме-нение амплитуд принимаемых волн, обусловленное поглощением в ионосфере. Однако возможно ослабление, а при известных условиях и увеличение амплитуды отраженной волпы, вызванное влиянием дифракции или рассеяния на неоднородных образованиях ионосферы. Поэтому р - величина более сложная, нежели выраженная формулой (22. 1), и соответствующее влияние указанных эффектов необходимо по возможности учесть при апалияе экспериментальных данных, особенно если на их основе определяется число столкновений. В § 23 рассматривается влияние на величину р рассеяния на мелкомасштабных неоднородпостях.

Еще следует иметь в виду другое обстоятельство. Формула (22. 1) предполагает прием единичного сигнала, т. е. отсутствие диффузных отражений, соответствующих состоянию ионосферы, когда сигнал формируется не одной отралгающей областью. В ней не учтено расплывание и вообще искажение формы сигнала после его отражспия. Наряду с этим подразумевается, что принимается один магниторасщепленный сигнал и, следовательно, под интегралом стоит коэффициент затухания обыкновенной или необыкновенной волны, определяемый, естественно, более сложными выражениями, чем (22. 2) и (22. 3).

Рассмотрим свойства коэффициента отражения (22. 1), имея в виду, что он определяется по ххаблюдепиям за единичным неискаженным сигналом.

1. Отклоняющая и неотклопяющая области

Предположим сначала, что магнитное поле Н~(}\ тогда вместо (22. 1) для двух видов написания х имеем

п (ыЗ -f va) dz

1 f (22.4)

cm i n (о) -f va) dz

примем далее всюду, цто частота о) достаточно велика и v, так что X < 1 и /г~1 вплоть до некоторой высоты z<z (б=0), но достаточно близкой к точке е-О или /г -х, где волна отражается. Тогда в окрестности е? 0.

§ 22. Отражение в приближении геометрической оптики 327

где к < 1, всюду законно допущение (х/и)(l/n)-п. Поэтому целесообразно разбить (22. 4) на два члена:

\ {-пУ (22.6)

с т

и рассматривать два вида поглощения. Первый член в (22. 6) определяет долю поглощения в так называемой неотклоняющей области, где ni и волна мало рефрагирует; здесь потери энергии волны - чисто теплового типа. Второй член характеризует поглощение в отклоняющей области, где волна поворачивает обратно и претерпевает полное отражение и где наряду с потерями, обусловленными столкновениями, часть энергии волны теряется за счет ее просачивания в более высокие области ионосферы.

Если теперь вынести за пределы второго интеграла (22. 6) среднее значение V в отклоняющей области и воспользоваться формулами (1. 26) и (1. 30), определяющими соответственно групповой L и фазовый L пути волны в ионосфере, то вместо (22. 6) имеем

,п р 1 -/4х+ -Ф - L). (22. 7)

Легко теперь ;$амстить, что второй член (22. 7), определяющий поглощение в неотклоняющей области, мал всюду, где Ls:/v, и начинает возрастать С увеличением разности V-L, т. е. с приближением к максимуму n, где групповой путь волпы и значительно быстрее возрастает, чем фазовый путь ь\ здесь увеличивается также просачивание волны выше области отражения.

Формула (22. 7) написана лишь для случая О. Учет магнитного поля Земли существенно ее усложняет. Детальный анализ, однако, показывает, что в неотклоняющей области, где волна мало рефрагирует и w 1, а vkTiNcirrus? < 1, выполняется условие

<[(1~-о)4--] (22.8)

[см. (4. 8)], которое характеризует квазипродольпое распространение волны, т. е. случай близкого совпадения нормали к фронту волны с направлением вектора Hq [123]. В этом же случае

УПУ.) 2 2ш {ш + ы;)2 -j- v2

где (j)= cos О - продольная составляющая гироскопической частоты.

Поэтому при учете магнитного поля Земли под интегралом (22. 7) в неотклоняющей области необходимо заменить множитель 1/( (D-f-v) на 1/[( W+a))-)-v2] соответственно для обыкновенной и необыкновенной волн. В итоге имеем отношение коэффициентов поглощения необыкновенной и обыкновенной волн в неотклоняющей области:

ЖТйо- ( -0.)2

если

(0)-l-U))2>v2. (22.11)

В отклоняющей области получаются различные соотношения для обыкновенной и необыкновенной волн. Для обыкновенной волпы, когда viy удовлетворяется условие

(22.12)

распространение квазипоперечное, и для х сохраняются выражения (22. 2) и (22. 3), так что остается пригодной формула (22. 7). В области же отражения необыкновенной волны, где i;o =;l-Uq, ближе удовлетворяется условие (22. 8); распространение квазипродольное, поэтому для п и х необходимо использовать формулы (22.9). В итоге для поглощения в отклоняющей области для необыкновенной волпы законно выражение

-In р<*= -(/.-/.)

(22.13)

2. Поглощение в простом слое

Часто результаты измерений поглощения радиоволн в ионосфере анализируют с помощью соответствующих формул теории простого слоя, что, в частности, позволяет выяснить вопрос о ее применимости к ионосфере. При этом предполагается, что число столкновений

(22.14)

а коэффициент рекомбинации - величина постоянная, т. е. а-const, или изменяется как v по экспоненциальному закону, т. е.

В выражениях (22. 14) и (22.15) принимается

(22.15)

Z - 7.

где Vj и Nq - значения v, а и на высоте z максимума слоя на экваторе в местный полдень, когда х = 0.

Проводя расчеты для квазистационарпых условий, когда

Л ~ /4 . (22. 16)

п используя (9. И), нетрудно получить для указанных двух случаев и квази-

Oftl

Рис. 22.1. Функщга Л и У, описывающие поглощение ра-

диов(шн в ростом слое

Величина а