Ряс. 4.4, Макет антенны, йснольэуемой в опытах по не когерентному рассеянию радиоволн в Пуэрто-Рико

к томсоновскому сечению рассеяния

3 \тс)

где - классический радиус электрона .

При выполнении условия(4.2) допплеровское уширение Д = о)- w=zkv падающей волны определяется только тепловой скоростью электронов v. Самопроизвольпые флуктуации концентрации электронов bN ( )) описываются в этом случае гауссовой функцией

\TZV

Соответственно частотный спектр рассеянных волн, т. е. обратное сечение рассеяния на единицу телесного угла (не проинтегрировапное по частотам), равно

= =A()VW<i <*0 = (Xexp (ydOd<v (4.5)

Легко заметить, что Nr [см. (4.3)].

Когда длина волны вследствие самосогласованного кулоновского взаимодействия между электронами и ионами соизмерима или больше дебаевского радиуса, флуктуации концентрации электронов и соответственно сечение рассеяния уже зависят от движения ионов (проявляются коллективные свойства плазмы). Поэтому рассеяние радиоволн не может быть чисто некогерентным. Характер спектра рассеянных волн зависит от влияния ионов

Т7 +

(4. 9)

различного сорта, от неизотермичности плазмы, ее резонансных свойств, В итоге исследования рассеянного излучения существенно обогащаются, позволяют определять не только электронную концентрацию, но и температуры и Г, состав и другие свойства ионосферы.

Результаты соответствующих теоретических расчетов [336-349] и экспериментов [331-335] кратко излагаются ниже.

1. Основные теоретические результаты

Теория рассеяния па электронах, используемая в исследованиях ионосферы, предполагает, что в заданном объеме AF среды имеется NISV случайных излучателей, поля которых распределены по случайному закону со случайными фазами. Тогда, согласно Рэлею, сечение рассеяния о (0), определяемое как относительное количество энергии, рассеиваемое единицей объема ДУ в единице телесного угла, пропорционально концентрации электронов iV, т. е.

здесь - угол между волновыми векторами и fc падающей и рассеянной волн; R - расстояние между источником излучения и рассеивающим объемом dV\ Eq - поле падающей волны; Е - поле рассеянной волны. При этом, естественно, в (4.6) предполагается, что линейные размеры ДУ малы по сравнению с R. Таким образом, для определения сечения рассеяния необходимо рассчитать Е, определяемое флуктуациями концентрации электронов 87V(a)). Величина же SiV (о)), вследствие взаимодействия электронов и ионов, существенно зависит от скоростей ионов. В итоге спектр рассеянных волн в общем случае имеет две части: ионную, которая лежит в области малых частот Дсо~А;1;,и электронную, соответствующую частотам До) -fcy. При У2г.В<1 влияние ионов исчезает и спектр определяется только его электронной частью (4. 5); сечение а-iVa. При произвольных значениях \I2tlD обратное сечение рассеяния на единицу телесного угла в изотермической плазме {ТТ без учета магнитного поля Земли равно [336]

В неизотермической плазме полное сечение рассеяния {Щ зависит также от отношения TJT. Кроме того, расчеты с учетом магнитного поля Земли показывают, что при значениях 6, близких к 71/2, становится также заметным его влияние на с {Ь). Соответствующие зависимости а (т;)/о(е) от TjT., 6 и параметра

характеризующего степень близости угла 6 между IIq и fc, приведены на рис. 4.5 и 4.6 [344, 346]. Из рисунков видно, что при углах 8, лишь незначительно отличающихся от тс/2, проявляется влияние магнитного поля на о (9). Для достаточно больших значений с учетом влияния магнитного

ноля приближенно [344]

1,0 0,8 0,6\ Oil 0.2

10 0,6 0,6

to a2

0Ц 0,3

0,2 01

0 0.3

0.1 0

10 15 Z0 Z5

Рмс. 4.5. Залисимость полного обратного сечения рас-сеяния g (т.) от Д, Tg/T,

-=\nijM CO.S 6~i и от угла О

Рис. 4.6. Зависимость а (и) от TJT, и угла О

Рис. 4.7. Спектры сечения рассеяния с ( <й) при /Го=0

7 2 3 1 г 3

Л1л)1ну частота спектра рассейиного излучения uojjHy