нально ω , в случае б) – убывает пропорционально ω12 . Это говорит о том,

что в области f ≈ ν имеется максимум α. Точный анализ с учетом (22.16) и (22.17) показывает, что этот максимум имеет место при f = 12 ν . Именно этим

объясняется сильное поглощение радиоволн средневолнового диапазона в слое D (ν 107 Гц) и прекращение ионосферного распространения этих радиоволн в дневные часы, когда существует слой D.

22.5. Преломление и отражение радиоволн в ионосфере

Рассмотрим, как и при анализе рефракции в тропосфере (раздел 21.3), плоскую модель для отражающих слоев (рис.22.2)

Рис. 22.2

Здесь ϕ - угол падения радиолуча на ионосферу, N0 – электронная концентрация в слое, в котором радиолуч имеет угол падения ϕ = 900. Очевидно, что глубина проникновения радиоволны в ионосферу зависит от угла падения ϕ и от рабочей частоты ω, поскольку εr и n зависят от частоты ω. Рассчитаем критические углы падения ϕкр и критические частоты ωкр, при которых отражение радиолуча от ионосферы еще возможно. Используем уравнение радиолуча n sin ϕ = const или

f0 – ленгмюровская частота (для простоты считается, что ν = 0 ).

302

При ϕ ≥ ϕ0 радиолучи отражаются от ионосферы. Найдем критическую рабочую частоту fкр при заданных ϕ0, f0 (по N = Nmax)

При f ≤ fкр отражения всегда имеют место. Наименьшая fкр получается при ϕ0 = 00, т.е., когда волна падает нормально на ионосферу. В этом случае

Сферичность Земли ограничивает максимально возможные ϕ 0, тем самым ограничивается диапазон волн, которые могут отражаться от ионосферы (в плоско-параллельной системе могли бы отражаться волны со сколь угодно большой частотой при ϕ0 → 900 , как это следует из формулы (22.21)). Опре-

делим ϕ0max и, соответственно, максимальную частоту радиоволн, отражающихся от ионосферы (рис. 22.3).

Рис. 22.3

км, то fкрmax 4f0 .

22.6. Влияние магнитного поля Земли на распространение волн в ионосфере. Двойное лучепреломление

До сих пор мы считали, что внешние статические поля в ионосфере отсутствуют. На самом деле это не так: ионосфера находится в магнитостатическом поле Земли. Магнитное поле существенно изменяет свойства ионизированного газа, делая эту среду анизотропной. Магнитное поле приводит к искривлению траектории движения электронов и вследствие действия маг-

303

С физической точки зрения различие в εr для волн 1 и 2 объясняется следующим образом. Электроны в поперечной к магнитному полю плоскости вращаются с частотой ωΗ , т.е. представляют собой элементарные электрические осцилляторы с собственной частотой ωΗ . Направление их вращения совпадает с направлением вращения вектора Е волны 1 и противоположно направлению вращения вектора Е волны 2. При ω = ωΗ на волне 1 происходит резонансное возбуждение электронных осцилляторов, что видно из формулы (22.29). При переходе ω через значение ω = ωΗ меняется характер реакции электронного осциллятора (как ωр и, вообще говоря, любого осциллятора – контура, резонатора и т.д. при переходе через резонансную частоту); при ω > ωΗ электронный ток поляризации имеет индуктивный характер, при ω< ωΗ - емкостной. В последнем случае электронный ток поляризации складывается с током смещения для пустоты, т.е. εr всегда оказывается больше 1, что и объясняет упомянутый выше результат.

Поскольку εr для волн 1 и 2 различна, возникает дополнительный эффект, приводящий к вращению плоскости поляризации волны, распространяющейся вдоль силовой линии магнитного поля (эффект Фарадея). Рассчитаем угол поворота плоскости поляризации электромагнитной волны. Запишем х и у – составляющие электрического поля волн 1 и 2

k = ω ε0µ0 .

Найдем теперь суммарные компоненты Ех и Еу полного поля волны

Угол поворота плоскости поляризации волны ψ можно определить как

306

Среды, в которых происходит вращение плоскости поляризации волны, называются гиротропными, примером такой среды является ионизированный газ в магнитном поле.

2. Распространение электромагнитной волны в поперечном относительно силовых линий магнитостатического поля направлении.

Пусть направление распространения соответствует оси у. Поскольку имеется в виду плоская (ТЕМ) волна, Dy = 0. С другой стороны,

Dy = ε0Ey + Py = 0,

ε0r относится к составляющей волны, имеющей поляризацию в плоскости yz. Эта составляющая называется обыкновенной волной. ε0r то же самое, что и без магнитного поля. εΗr относится к составляющей, поляризованной в плоскости ух. Эта составляющая называется необыкновенной волной. Проанализируем εΗr более подробно:

307

Рис. 22.4

εΗr . Здесь график εΗr разделяется на две ветви; б) случай ω < ωΗ (на рис. 22.5).

В этом случае имеется только одно решение εΗr и εΗr всегда больше, чем ε0r , т.е. отражение необыкновенной волны происходит от более плотных Ne слоев, чем обыкновенной.

Следует отметить, что эта особенность приводит к расщеплению радиоимпульса при отражении волны, падающей на ионосферу нормально к силовым магнитным линиям. Волна при этом разделяется на обыкновенную и необыкновенную, и последняя проходит больший путь при отражении, чем обыкновенная.

308

другой εΗr > ε0r . Первая из этих волн отражается от нижних слоев ионосферы с ω0 меньшим, чем ω0 для обыкновенной волны. Вторая отражается от слоев с

большей электронной концентрацией и проникает значительно глубже в ионосферу. Поскольку необыкновенная волна поглощается сильнее, чем обыкновенная, вторая волна ( εΗr > ε0r ) почти полностью поглощается в ионосфере и можно считать, что после отражения от ионосферы приходят лишь две расщепленные волны – необыкновенная с εΗr < ε0r и обыкновенная. В этом случае критическая частота необыкновенной волны превышает критическую частоту обыкновенной

fкрΗ ≈ fкр0 + f2Η = fкр0 +0,7 МГц.

Области отражения и направления распространения после отражения обыкновенной и необыкновенной волн по указанной причине оказываются разными.

309