Метод некогерентного рассеяния радиоволн / Акад. наук СССР, Кол. фил. им. С. М. Кирова, Поляр. геофиз. ин-т. – Ленинград : Наука, Ленинградское отделение, 1979. – 186 с.

II том случае, когда дрейфа в плазме нет (и — :0), из фор ­ мулы (I. 131) получаем широко используемое в литературе но рас ­ пространению воли |7| выражение для тензора проводимости: 1.8. Векторы поляризации Для проведения вычислений необходимо конкретизировать вид векторов поляризации, входящих в уравнение (1.9), описы ­ вающее падающее на плазму поле. С этой целью воспользуемся системой уравнений Максвелла для падающего электромагнитного поля (1.21). Первые два уравнения этой системы можно предста ­ вить в следующей эквивалентной форме: а Для плоской монохроматической волны (1.9) уравнение переходит в — к 0 ( к о ■ е°) — ( к о. “ о) е°= О, (1. 133) (1.133) (1.134) которое можно переписать в виде: Л (к 0 , oj 0 ) е° = 0. (1.135) Для тою чтобы система однородных уравнений (1.135) имела не нулевое решение, потребуем, чтобы ее определитель равнялся пулю, т. е. I Л (к„, о>о)|=0. (1.133) Корни дисперсионного уравнения (1.136) определяют зависи ­ мость показателя преломления т) 0 от частоты. При распростра ­ нении в ионосфере волн с частотой, превышающей 10 кГц, но ме ­ нее 1 Ггц, выполняются неравенства (1.128) [71. Кроме того, фазо ­ вая скорость электромагнитных волн значительно превышает скорость дрейфа частиц плазмы. В силу вышеуказанных причин можно ограничиться поэтому при рассмотрении законов распро ­ странения воли выражениями (1.132) для тензора проводимости. Пренебрегая движением под действием электромагнитной волны попов из-за пх большой ио сравнению с электронами массой, приходим к хорошо известному [7] выражению для тензора ди ­ электрической проницаемости: / е х — ie a 0 \ е ("о) = 'ч ч 0 ; ■' о 0 е 3 / 1 (1.137) 4 в . e ‘ f в . £-i = 1 — о •* I е 2 :==: — 2 • ’ » — bl ii; ~ «я = 1 -- 34