Мавзу 15. Ер атмосферасида радиотўЛҚинларни тарқалиши

15.2.2. Ионосферада радиотўлқинларнинг синиши ва қайтиши

Ионизацияланган катламдан қайтиш шартлари. Шу пайтгача бир жинсли ионизацияланган газнинг ичида радиотўлқинларнинг ичида турли тарқалиш усуллари куриб чикилган. Реал ионосфера аслида бир жинсли бўлмаган ионизациялашган газдан ташкил топади. Бир жинсли бўлмаган ионосферани таъсири шундан куринадики, бу мухитда радиотўлқинлар тўғри чизикли траектория бўйича эмас, балки синик чизикли траектория бўйича таркалади. Маълум бўлган шартларга асосан радиотўлқинлар ионосферадан тулик қайтган холда ерга қайтиб келадилар. Аввал ясси ионосферада радиотўлқинларнинг тарқалиш холатини куриб чиқамиз. Бу холатда ионизацияланган газнинг юзасидаги электрон конунларнинг бир хил кийматлари узаро бир-бирига паралел бўлган текисликларни ташкил этади.

15.2.расм. Ясси катламли атмосферада радиотўлқинларнинг синиши

Бундан ташқари биринчи холатларда биз ионосферанинг калинликлари деярли кичик бўлган ясси катламлар мажмуасидан ташкил топган деб биламиз. Хар бир катламнинг ичида электрон концентрация бир хил кийматга эга. N₁ деб биринчи катлам ичида электрон концентрацияни белгилаймиз. N₂ деб иккинчи катламнинг электрон концентрациясини белгилаймиз ва х.к., лекин N₁ < N₂ < N₃ < ... n тенгсизлик бажарилияпти деб хисоблаймиз. Фараз киламиз, ионизациялашган хаводан энг куйи катламга частотаси f га ва тушиш бурчаги φ га тенг бўлган нур тушмокда (15.2-расм)

Синиш коэффициенти ифодасига асосланган холда, 1  n₁  n₂  … n_n  n_n+1. ни ёзиш мумкин. Хар бир чегарада синуслар қонуни қўлланганда
n₀ sin φ₀= n₁ sin ₁; n₁ sin φ₁= n₂ sin ₂
ёки
n₀ sin φ₀ = n₁ sin φ₁ = n₂ sin φ₂ =…= n_n sin φ_n ни хосил киламиз.
Етарли синишлар сонидан кейин h_кай баландликдаги N катламдаги бурчак тушиши деярли 90⁰ га етиб келиши мумкин. Фараз килайлик, φ_n≈90⁰ тенг ва четдаги хадларнинг тенглигини сақлаган холда
sinφ₀ = n ёки ёки 1-sin²φ₀ = 80,8N / f², cos²φ₀ = 80,8N / f², ни оламиз. Бу ерда f = f_кр sec φ₀—секанс конуни;
φ₀—ионизациялашган катламга тўлқинни тушиш бурчаги.
Траектория баландлигидаги тўлқин қайилишининг физик сабаби бўлиб унинг тўлик ички қайтиши хисобланади. Таъкидлаш жоизки, тўлиқ қайтиш шу холда содир бўладики, качонки тушиш бурчаги оптик жихатдан анча калин бўлган мухитдан саёзроқ мухитга утганида унинг критик киймати бир неча марта ошади. Кушимча шартлари куйидагилар:
1) радио тўлқин траекториясининг эгрилик радиуси а+h_кай дан кам бўлиши керак;
2) dN/dh радиотўлқин бурилиш нуқтасида унинг киймати критик кийматдан юқори бўлиши керак.
Хисоблар шуни кўрсатадики, охирги шарти деярли доимо автоматик равишда бажарилади ва секанс конуни шарти энг асосийси деб хисобланади.
Кушимча шартнинг амалий киймати куйидагича: Қайтиш нуқтасида электрон концентрацияси албатта ошиши керак, лекин қайтиш электрон концентрациясининг максимум жойида содир бўла олмайди. Шунингдек, баландлик ошиши билан электрон концентрацияси камайиб бораётган жойларда хам қайтиш содир бўла олмайди.
Критик частота деб, нурни вертикал холатда йўналтирилганда берилган ионосфера катламидан қайтган энг катта радио тўлқин частотасига айтилади.
Радиотўлқиннинг бурилиш шарти фақат куйидаги холда бажарилиши мумкин:
Агар тўлқин частотаси f_кр дан юқори бўлмаса. Агар тўлқинлар бу шартга жавоб бермаса, улар ионосферадан қайтмайди, балки ионосферани тешиб утиб кетади.
Ионосферадан вертикал йўналтирилган нурларни қайтиши. Демак, ионосферага нормал шароитда тушаётган радиотўлқинлардан фақат частотаси критик кийматдан юқори бўлмган радиотўлқинлар қайтади. Хақиқатдан хисоб формулаларида f₀=0 деб хисоблаб, n_u=0 ни ёки E_u=0 ни топамиз. Шундай килиб, вертикал йўналтирилган нур фақат диэлектрик сингдирувчанлик нолга тенг бўлган ионосфера катламидан қайтади.
Тахмин киламизки, юқори баландликдаги электрон концентрация ошиб бориши керак ва хулоса киламизки бу баландликдаги электрик сингдирувчанлик манфий бўлади. Хаттоки диэлектрик сингдирувчанликнинг манфий кийматларида синиш кўрсаткичи нолга айланмайди.