Некогерентное рассеяние радиоволн в высокоширотной ионосфере / А. Л. Суни [и др.] ; Акад. наук СССР, Кол. науч. центр, Поляр. геофиз. ин-т. – Апатиты : [б. и.], 1989. – 182с.

Рассеяние излучения в магнитоактивной столкновительной плазме. Рассмо­ трим спектр рассеяния с учетом эффектов соударений и внешнего магнитного поля. В этом случае парциальные проводимости заряженных частиц ионосферной плазмы А ( 7 5 ) хорошо аппроксимируются выражениями /1.1/: - L + v y yr expC-u) ur(y^) . А *= i ------ , (9 0 ) 1 - \Л]Г v ехр ( - р ) иг ( уу ) i + N/f ц'г u j ( y y ) где 1 - \ T f v ' UT ( у ' J ’ ( 9 1 ) c o s v> , у^ = уу c o s i>. ( 92 ) Коэффициенты С г связаны с А г по-прежнему соотношением ( 78 ) . Как уже отмечалось, характеристики рассеянного излучения существенно зависят от соотношения применяемой при исследовании длины волны к дебаев- скому радиусу электронов. При учете эффектов магнитного поля и соударений в спектре рассеяния проявляется зависимость ( 9 0 ) - ( 9 1 ) от угла 1> между разностным вектором рассеяния и магнитным полем и от величины отношения рабочей длины волны к средней длине свободного пробега заряженных частиц плазмы, т.е. от V г /28-3.1/. Для углов 1> 4 8 0 ° влияние магнитного поля на спектр несущественно /18, 27/. В указанном диапазоне углов рассея­ ния заметный эффект от соударений частиц проявится в спектре рассеянного сигнала при 0 .5 /6/. Для используемой частоты зондирования 224 МГц это условие в полярной ионосфере выполняется на высотах ниже 105 км /18/, где преобладают соударения заряженных частиц с нейтральными. Так как в ионосфере средняя длина свободного пробега электронов примерно на порядок больше, чем у ионов, -то эффект соударений последних с нейтраль­ ными частицами имеет более важное значение, нежели электронов с нейтрала­ ми. Используя формулы ( 7 3 ) , ( 78 ) , (9 0 ) и (9.1), оценим влияние соударений на форму спектра рассеянного сигнала. При этом рассмотрим случай больших , т.е. когда частота столкновений ионов с нейтралами значительно превыша­ ет доплеровский сдвиг ионов. Для > I с помощью ( 85 ) найдем 1 2 y V -t- i. ( 1-2 у 2 ) ‘ Если также пренебречь электронными столкновительными членами, то с учетом (73 ) получим Ф-- 2 V iI f 4 1 - 2 y ? + - t ) 2 + 4 y ? V ' * ( 94 ) Отсюда следует, что столкновения приводят к увеличению центральной части спектра и уменьшению его ширины. При этом нарушается условие резонанса (8 4 ), т.е. соударения разрушают ионно-звуковые максимумы в спектре рассея­ ния. Это показано на рис.6, где приведены спектры рассеяния, рассчитанные при t = 2 и различных значениях параметра • Полное сечение рассеяния не зависит от магнитного поля и частоты столкновений и определяется, как и раньше, формулой (8 8 ). При углах О1 , близких к J t ' / 2 ( C O S U ' < < j j g < < l ) , для расчета спектров рассеяния вместо ( 9 0 ) можно использовать формулу 31