книги из ГПНТБ / Керблай, Т. С. О траекториях коротких радиоволн в ионосфере

т. е. при направлении излучения, близком к касательпому к по­ верхности Земли. Фокусировка горизонтом более плавно нара­ стает при уменьшении А и поэтому должна играть большую роль, чем фокусировка вблизи МПЧ.

3.Антиподная фокусировка. При увеличении D свыше значе­

ния 10 000 км sin 0 уменьшается и обращается в нуль при D = = 20 000 км. Следовательно, эффект антиподной фокусировки ска­ зывается в широком диапазоне расстояний. Следует отметить, что этот вид фокусировки требует, чтобы Земля и ионосфера были идеально сферичны и концентричны, что в реальных условиях осуществляется крайне редко. Эксперименты (см., например, [106, 107]) показывают, что область антиподного усиления сигнала не всегда наблюдается и часто бывает смещена па 500 км и более относительно точки геометрического антипода. Следует упомя­ нуть и о видах дефокусировок, которые наблюдаются при отраже­ нии от ионосферы. Это, во-первых, эффект нижележащих слоев. При. наличии ионизации, вызывающей дополнительную рефрак­ цию в нижней части ионосферы, ниже отражающего слоя, распро­ странение волны фиксированной частоты на заданное расстоя­ ние осуществляется при большем А, чем при отсутствии ниже­ лежащей ионизации. Этот эффект обратен фокусировке горизон­ том н вызывает дефокусировку.

Второй вид дефокусировки — это увеличение расходимости верхних лучей. Этот эффект уже упоминался в гл. Ill, § 3 в связи с рассмотрением луча Педерсена. Он вызван тем, что для наибо­ лее высокого верхнего луча (dDIdE) — оо.

Перечисленные виды фокусировок и дефокусировок имеют место главным образом в сферически-симметричной ионосфере. Однако с некоторыми дополнениями и оговорками, о которых подробнее будет сказано в § 3, они могут быть отнесены и к гори­ зонтально-неоднородной ионосфере.

§2. Фокусировка

всферически-слоистой ионосфере

Наиболее полные количественные оценки эффектов фокусиров­ ки выполнены для однослойной сферически-симметричной ионо­ сферы. В работе [64] приведены результаты расчетов L для слоя

ния от 0 до 30° даны в работе [108]. Эти материалы позволяют от­ дельно оценить фокусировку разного вида.

На рис. 63 приведены кривые L по расчетам [64] для отраже­ ния от слоя F2. На кривых можно проследить все перечисленные в § 1 виды фокусировок. В левой части рисунка даны кривые L для 1 X F2 и расстояний до 4000 км для разных отношений ///0

(тонкие линии), далее приведены только нижние огибающие, соот-

4* 99

L,dS

~50Г-

\HD

/0

D- Hj3tKM

Sg-fÖ^KM Рис. 63. Фокусировка парабо­ лическим слоем [64]

Б-Ш\нм

ветствующие наибольшим значениям L. На кривых, относящихся к односкачковому способу распространения, четко видно резкое уменьшение ослаблепия вблизи радиуса зоны молчания (левая часть кривой для каждого ///с) и более плавное уменьшение ослабления с увеличением степени пологости луча (правая часть кривой). Штриховой линией показан эффект антиподной фоку­ сировки, нарастающий при приближении к D = 20 000 км, штрихпупктирной — потери по закону I/O. Как видно из рисунка, кри­ вая 1/D характеризует большие потери, чем расчет для парабо­ лического слоя, за исключением многоскачкового распростране­ ния до 4000 км, что практически редко осуществляется.

Следует заметить, что формула (5.2) применима и для много­ скачкового распространения. В этом случае, если все скачки мож­ но принять равными, то расхождение основного пучка по коорди­ нате 0 можно выразить через dQ на одном скачке d{nQ)/dA.

Степень фокусировки зависит в значительной мере от высоты слоя. Более низко расположенные слои создают большую по срав­ нению со свободным пространством фокусировку, чем более вы­ сокие. Изменения фокусировки в зависимости от толщины слоя невелики.

Более заметно влияние на фокусировку формы N (^-распре­ деления в слое. На рис. 64 приведены значения S e, вычисленные для слоя с одинаковыми параметрами, но имеющими линейное и параболическое N (/^-распределения. Из рисунка видно, что Se (D) различны, это, во-первых, обусловлено различными вели­ чинами МПЧ для этих слоев и различной степенью фокусировки. В среднем линейный слой в меньшей степени фокусирует излуче­ ние, чем параболический. Разница порядка 1—2 дб.

При отражении от слоя F2 в тех случаях, когда рефракцией нижележащей области ионосферы можно полностью пренебречь, излучение будет сильнее фокусироваться, чем при наличии зна­ чительной рефракции в области Е — F1 и тех же параметрах слоя F2. Это следует непосредственно из формулы (2).

Появление нижележащей ионизации увеличивает угол А для заданного расстояния, что ведет к увеличению S e, т. е. появлению эффекта дефокусировки. Величина дефокусировки зависит от формы профиля нижележащей ионизации и ее интенсивность оп­

ределяется увеличением угла Д. В табл. 8 приведены величины для одного и того же соотношения f!füF2 = 2,0 для трех моделей ионосферы: однослойной и двух трехслойных, отличающихся интенсивностью ионизации в слое Е (наиболее интенсивный слой Е в модели III). Из таблицы видно, что для расстояний, близких к радиусу мертвой зоны, для этой частоты величины фокусировки очень близки для всех моделей, различия не больше 0,5 дб. При увеличении расстояния (и уменьшении угла А) преобладает фоку­ сировка горизонтом и различия в величинах S e различных моде­ лей возрастают. При расстоянии 3500 км фокусировка модели I более чем на 7 дб превышает фокусировку модели III.

101

Если же обратить внимание на абсолютные величины S e и D, то видно, что даже для модели III во всех случаях имеет место фо­ кусировка до отношению к ослаблению в свободном простран­ стве. Следовательно, дефокусировка, вызываемая нижележащей ионизацией, является эффектом относительным и не перекрывает величину фокусировки в рассмотренных здесь случаях. При более интенсивной ионизации слоев Е н F1 может возникать небольшая дефокусировка — порядка 1—2 до.

Все приведенные выше расчеты фокусировки основаны на из­ менении сечения пучка лучей в результате рефракции в сферыче- ски-слонстом ионосферном слое. Другой метод расчета фокуси­ рующих свойств ионосферы предложен в работе [109]. Он основан на представлении о действующих высотах отражения радиоволны, являющихся вершинами эквивалентного треугольника, в основа­ нии которого лежит дуга, связывающая приемник и передатчик, а боковые стороны составляют с основанием углы, равные углу выхода излучения, н рефлектрнссах (геометрическое место дей­ ствующих высот). Указанная выше работа позволяет получить аналитические выражения, включающие все виды фокусировки. Их ограниченность заключается в использовании теоремы экви­ валентности, которая не вполне применима для сферической ионо­ сферы. Преимуществом изложенного в [109] метода является воз­ можность оценки фокусировки по ионограммам вертикального зондирования.

§3. Фокусировка

вгоризонтально-неоднородной ионосфере3

Вобщем случае горизонтально-неоднородной ионосферы траек­ тории радиоволн усложняются, соответствующие им лучи претер­ певают при прохождении ионосферы большие отклонения. Луче­

вые траектории становятся сложными пространственными крнвы-

3 Более подробно см. работу Т. С. Керблай, Е. М. Ковалевской в сб. «Вопросы распространения коротких радиоволн», ч. I, 1973, 35.

102

ни и увеличение сечения лучевой трубки не может быть выражено простыми соотношениями, вроде формулы (5.1). Тем не менее ха­ рактеристики, количественно описывающие эффекты фокусировки Se и f, не теряют смысла и в горизонтально-неоднородной ионо­ сфере. Кроме того, поскольку в первом приближении Земля и ионосфера могут приниматься концентрическими сферами, а влия­ ние горизонтальной неоднородности может рассматриваться как следующее, более высокое приближение, то основные виды фоку­ сировки, описанные в предыдущих параграфах, сохраняются, в несколько искаженном виде, и в этом случае.

Результаты расчета траекторий дают необходимый материал для оценки величин фокусировки и дефокусировки.

Для того чтобы определить роль горизонтальной неоднород­ ности различных направлений в явлении фокусировки, целесо­

то эффекты фокусировки могут быть выражены аналитически че­ рез 9, Дь Д и dB/dAi. В этом наиболее простом случае формула для і5ец получается из тех же соображений, что и формула (5.2).

где Ax — угол вблизи передатчика, Д2 — угол вблизи приемника.

Анализ формулы (5.3) позволяет получить некоторые заклю­ чения о характере изменения 5сц по сравнению с величинами Se0 (здесь SeQ относится к сферически-слоистой ионосфере).

Следует заметить, что при направлении градиента вдоль радио­ линии, сравнения пространственной расходимости лучей при от­ ражении от сферпчески-симметричной и от горизонтально-неодно­ родной ионосферы затруднены тем, что в этих двух случаях для равных частот и заданных расстояний различны углы выхода лучей и МПЧ. Сравнение Se0 и Дец, приведенное ниже, выполнено для одного и того же расстояния и для фиксированного отноше­ ния ///с в середине радиолинии при условии, что на заданное расстояние могла прийти волна как в случае однородной, так и неоднородной ионосферы. Рассмотрим два случая.

а) Электронная концентрация монотонно возрастает в направ­

103

териалов [54], при малых Ал dB/dAx больше, чем для сферического слоя, при больших Ал — меньше. Однако определяющим для S e является множитель sinAg/cosAx, так как его изменения перекры­ вают изменения dO/dAl. Таким образом, S e-j несколько больше Аео н ПРИ наличии положительного градиента электронной кон­ центрации на радиолинии имеется дефокусировка по сравнению со случаем отсутствия градиента.

б) Электронная концентрация монотонно убывает- в направле­

множителя для сферически-симметричного слоя н, несмотря иа раз­ ные изменения dQ/dA1 при больших п малых углах А, в результа­ те S eft меньше Ае|; и Se0 й имеет место фокусировка как по отно­

ции dN/дхФ 0,.dN/dQ = 0, то в этом случае величину Se можно представить следующим выражением:

Как следует из предыдущей главы, величины А и Ѳ при наличии горизонтального градиента поперечного направления мало отли­ чаются от соответствующих величин при отсутствии градиента, следовательно, tgA и | dQ/dA |не будут существенно отличаться. Чтобы оценить эффекты фокусировки, характерные для рассмат­ риваемого направления градиента, в формуле (5.4) необходимо

ях. Некоторые различия имеют место только иа расстояниях скач­ ка, близких к радиусу мертвой зоны.

На рис. 66 приведены результаты расчетов горизонтальных раз­ меров пучка лучей, приходящих после отражения от сфериче-

104

ского слоя (а) и от слоя с поперечным^ горизонтальным градиен­

том (б).

Так как а 2обычно мало н cos а„ близок к единице, горизонталь­ ный размер пучка достаточно точно может быть оценен величиной

66

щая фиксированному значению а х, представляет собой геометри­ ческое место точек прихода лучей с аг = const н различными уг­

лами А.

При отражении от сферического слоя в пределах рассматри­ ваемых расстояний имеется только расхождение пучка лучей, соответствующее растеканию его вдоль сферического сегмента. При отражении от слоя с поперечным градиентом видно горизон­ тальное смещение пучка, особенно резко увеличивающееся вблизи минимального расстояния скачка (радиуса мертвой зоны). Однако горизонтальный размер пучка для расстояний от 1500 до 3000 км практически не изменяется из-за поперечного градиента иони­

зации.

Некоторое увеличение горизонтального размера пучка при отражении от слоя с поперечным градиентом может быть заме­ чено в сравнительно узком диапазоне расстояний 1400—1500 км (рис. 66), т. е. в пределах 100 км от радиуса мертвой зоны. Это уве­ личение d%примерно в 1,5 раза вызывает дефокусировку в области мертвой зоны, которая должна несколько уменьшать фокусиров­ ку" при приближений к границе мертвой зоны, возникающую при dD/dA.-+0. Таким образом, постоянный поперечный градиент электронной концентрации в ионосферном слое не вызывает замет­ ных изменений пространственного ослабления радиоволны, отра­ жающейся от этого слоя, по сравнению с отсутствием поперечного

градиента.

Большая фокусировка (или дефокусировка в зависимости от знака градиента) может быть получена при непостоянном или ме­ няющем знак поперечном градиенте. Качественно это ясно из рассмотрения рис. 66. Если в пределах пучка лучей меняется по­ перечный градиент, например, иа левой границе пучка градиент отсутствует и горизонтальный размер пучка будет подчиняться закону, изображенному на рис. 66, а, на правой границе пучка градиент /с будет равен 0,01 Мгц/км, что соответствует расчету, представленному на рис. 66, б, то с уменьшением расстояния D горизонтальный размер пучка будет сильно уменьшаться, приводя

к фокусировке.

На рис. 67 приведены отношения эффективного расстояния для слоя с неравномерным поперечным градиентом Sej_ к S e0 для сфе­ рического слоя. Расчет Se± выполнен в предположении, что на од­

106

ной границе пучка лучей шириной 2° dfjdx — 0, а на другой гра­ нице ö/c/9% = 0,01 Мгц/км и скорость роста /с непрерывно уве­ личивается. Из рисунка следует, что для больших расстояний имеется незначительная фокусировка по сравнению со сфериче­ ским слоем, на расстояниях 2000—3000 км она не превышает 1 дб. С уменьшением расстояния фокусировка увеличивается, до­ стигая 3 дб при D — 1500 км и 6 дб при 1450 км (радиус мертвой зоны 1380 км). Еще больших значений фокусировка может до­ стигать, когда на границах пучка поперечные градиенты имеют разные знаки. Такой случай является весьма актуальный! и осу­ ществляется в слое F2 ионосферы в ранние утренние часы, когда f 0F2 имеет минимум, сменяющийся затем очень резким подъемом.

^ei ^eo

Рис. 67. Эффект фокусировки при наличии непостоянного поперечного градиента

В этом случае на радиолиниях меридионального направления на­ блюдающийся градиент электронной концентрации имеет попе­ речное направление и должны наблюдаться эффекты фокусиров­ ки. В некоторой степени это относится и к вечерним часам.

Выше рассматривались эффекты фокусировки прн уменьше­ нии электронной концентрации от границ пучка лучей к цен­ тру. Естественно, что обратное направление градиента вызывает дефокусировку.

3. Горизонтальный градиент произвольного направления,

непостоянный по величине. Рассмотренные частные случаи пока­ зывают, что в зависимости от направления градиента по отноше­ нию к радиолинии могут возникать эффекты фокусировки и де­ фокусировки пучка радиоволн. Учитывая, что реальная ионосфера характеризуется меняющимися во времени и пространстве вели­ чинами и направлением градиентов электронной концентрации, ясно, что могут создаваться самые различные условия, влияющие на пространственное ослабление радиоволн.

Однако если не интересоваться величиной сечения пучка ра­ диоволн в самой ионосфере и оценивать только степень ослабле­ ния их в наземном пункте приема, то вычисления траектории ра­ диоволн в ионосфере с градиентом электронной концентрации произвольного направления, рассматривавшиеся в предыдущей

107