何金翀

(中國(guó)船舶集團(tuán)有限公司第七二三研究所,江蘇 揚(yáng)州 225101)

0 引 言

在地球大氣層60～2 000 km的部分,空氣受太陽(yáng)輻射而電離,形成電離層。電離層等離子體物理特性對(duì)超視距通信、地空通信鏈路有著重要的影響。電離層本身也會(huì)受到太陽(yáng)活動(dòng)、人工加熱干預(yù)等因素的擾動(dòng)。因此,電離層具有一定的軍事價(jià)值。目前國(guó)際上探測(cè)電離層最先進(jìn)的設(shè)備是非相干散射雷達(dá),通常服務(wù)于地基大功率雷達(dá)的電離層加熱數(shù)據(jù)獲取分析。非相干散射雷達(dá)探測(cè)的原理是等離子體中的湯姆遜散射,在電離層探測(cè)領(lǐng)域被稱(chēng)為非相干散射[1]。在實(shí)際應(yīng)用場(chǎng)景中,非相干散射雷達(dá)發(fā)射的電磁波遠(yuǎn)高于電離層的截止頻率,直接穿透電離層,同時(shí)等離子體中帶電粒子會(huì)響應(yīng)電磁波進(jìn)行二次輻射,這里主要是小質(zhì)量的電子作主要貢獻(xiàn)。非相干散射雷達(dá)接受二次輻射的電磁波,對(duì)頻譜進(jìn)行分析,便可以提取相關(guān)等離子體參數(shù)。

目前非相干散射雷達(dá)主要使用平面波,但平面波受張角限制,照射區(qū)域調(diào)整有限,空間分辨率較低。渦旋電磁波攜帶軌道角動(dòng)量,其波束具有特別的中空?qǐng)鼋Y(jié)構(gòu)以及相位變化。這種新型波束能否為電離層非相干散射領(lǐng)域提供新的可能,是值得探討的問(wèn)題。本文以渦旋電磁波的一種,矢量貝塞爾渦旋波束為例,結(jié)合理論與數(shù)值計(jì)算簡(jiǎn)單探討了其在非相干散射中的應(yīng)用。

1 矢量貝塞爾渦旋波束

本文研究的矢量貝塞爾渦旋波束(VBVB)是渦旋波束的一種,具有極化特征,且攜帶軌道角動(dòng)量。VBVB在自由空間中的傳播呈現(xiàn)無(wú)衍射特征,這是它有別于其他渦旋波束的最大特點(diǎn),并且其能量在垂直于傳播方向的平面內(nèi)為無(wú)窮大。VBVB無(wú)衍射的特征對(duì)于本文所研究的電離層等離子體的非相干散射有相當(dāng)大的便利性。

VBVB可以使用平面波角譜展開(kāi)理論表征其電磁場(chǎng),圖1給出了直角坐標(biāo)系下的示意圖。

圖1 矢量貝塞爾渦旋波束在直角坐標(biāo)系下的描述

(1)

式中：E0eiki·r為1束電場(chǎng)矢量為E0、波矢量為ki的平面波;Q(α0,φ)為每束沿方位角φ傳播的平面波電場(chǎng)矢量的方向。

以(pxi,pyi)表示電場(chǎng)的極化態(tài),其中復(fù)極化函數(shù)為：

Q(α0,φ)=

(2)

式中：pxi與pyi表示x與y分量的極化形式。

VBVB的波場(chǎng)由波矢量沿錐面?zhèn)鞑サ钠矫娌ǒB加而成,錐面的半錐角為α0。VBVB的電場(chǎng)表達(dá)式略去了時(shí)間因子e-iωit。

圖2與圖3分別計(jì)算了典型極化方式下VBVB的電場(chǎng)與相位,其中t=0,頻率為930 MHz,E0=1 V/m,拓?fù)浜蓴?shù)為2,半錐角為2°。

圖2 x線極化的貝塞爾渦旋波束電場(chǎng)分量及總場(chǎng)的復(fù)振幅模值

圖3 x線極化的貝塞爾渦旋波束各電場(chǎng)分量及總場(chǎng)的相位

可以明顯看出,VBVB的電場(chǎng)具有中空的同心圓特征,且其總電場(chǎng)相位在一個(gè)圓周上存在變化。

2 非相干散射理論簡(jiǎn)介

非相干散射的本質(zhì)是等離子體中大量電子對(duì)入射電磁波的二次輻射,即湯姆遜散射。之所以稱(chēng)為非相干,是因?yàn)樵缙趯W(xué)者認(rèn)為大量做不規(guī)則熱運(yùn)動(dòng)的電子產(chǎn)生的輻射是不相干的,這些電子做熱運(yùn)動(dòng)的速度不同,多普勒效應(yīng)使得散射回波的頻率也不同,即為非相干。從這一點(diǎn)出發(fā),散射回波的頻譜理應(yīng)符合電子熱速率分布,但后來(lái)實(shí)驗(yàn)證明接受的散射回波譜寬遠(yuǎn)小于理論的電子熱速率譜寬[3]。實(shí)際上實(shí)驗(yàn)中觀察到的是等離子體湯姆遜散射的集體效應(yīng)。散射回波反映了等離子體中的電子密度擾動(dòng),或稱(chēng)之為熱起伏。前人通過(guò)等離子體動(dòng)理學(xué)理論或奈奎斯特理論分別從微觀和宏觀上求解了非相干散射的理論功率譜,而目前最為成熟的理論體系由Sheffield總結(jié)得來(lái),其理論以在微觀層面描述等離子體粒子運(yùn)動(dòng)的動(dòng)理論(Kinetic theory)為基礎(chǔ),并結(jié)合傅里葉-拉普拉斯變換研究其波動(dòng)特征。

Sheffield給出了平衡態(tài)等離子體中,非相干散射雷達(dá)的功率譜密度函數(shù)表達(dá)式[4]：

(3)

式中：k為雷達(dá)的散射差矢量,后向散射時(shí)為2ki;Z為離子帶電量;χe為電子極化率;ε為介電常數(shù)。

其中電子與離子滿足麥克斯韋速率分布：

(4)

(5)

式中：a和b為電子和離子的平均熱速率。

選用930 MHz的發(fā)射頻率,在后向散射條件下采用合適的方法做數(shù)值計(jì)算,可以得到圖4與圖5中的平衡態(tài)非相干散射譜。

圖4 電離層非相干散射等離子線譜隨等離子體參數(shù)的變化

圖5 電離層非相干散射離子線譜隨等離子體參數(shù)的變化

等離子線的頻移數(shù)量級(jí)和等離子頻率相近,為MHz,反映了朗繆爾波對(duì)電子密度起伏的影響;而離子線的數(shù)量級(jí)一般為kHz,反映了低頻離子聲波對(duì)密度的擾動(dòng)。等離子線的頻偏和電子密度、電子溫度都呈現(xiàn)正相關(guān),且譜線頻移增大時(shí),形態(tài)不再尖銳,產(chǎn)生了明顯的展寬,這體現(xiàn)了朗繆爾波的朗道阻尼。離子線的形態(tài)同樣與電子密度ne、電子溫度Te有關(guān),這由離子聲波的朗道阻尼決定。離子線也受到電子與離子的整體漂移速度vde與vdi影響。

3 矢量貝塞爾渦旋波束對(duì)等離子體運(yùn)動(dòng)的探測(cè)

已有研究結(jié)果顯示,單個(gè)電子對(duì)矢量貝塞爾渦旋波束的散射電場(chǎng)可以通過(guò)解析解描述,結(jié)合現(xiàn)有的非相干散射理論,可以在平衡態(tài)、后向散射條件下推導(dǎo)出VBVB對(duì)等離子體的非相干散射功率譜：

(6)

式中：下標(biāo)v表示渦旋波。

和平面波的功率譜密度函數(shù)對(duì)比,Sv附加了1個(gè)VBVB電場(chǎng)決定的幅度因子A0。從物理機(jī)理上分析,只有在VBVB電場(chǎng)存在的地方電子密度的波動(dòng)才會(huì)散射電磁波。A0為：

(7)

式中：fJ(r)為散射功率分布參數(shù),在極坐標(biāo)系中：

fJ(r,φ)=-πeikiszeikizz(1+cosα0)(-i)-lJ-l(σ)e-ilφ+

(8)

fJ可以直接求解,圖6將其與VBVB的總坡印廷矢量進(jìn)行了歸一化后的對(duì)比,兩者是相同的。

圖6 歸一化的|fJ|2與總坡印廷矢量Stotal(波束的拓?fù)浜蓴?shù)l=6,半錐角α0=2°)

電離層等離子體在實(shí)際情況下并不是完全靜止的,作為散射體的部分等離子體會(huì)產(chǎn)生定向運(yùn)動(dòng)。本文提出一種數(shù)值分析運(yùn)動(dòng)等離子體的散射功率譜的方法。波場(chǎng)中每一個(gè)位置的等離子體在任何時(shí)刻都會(huì)散射電磁波,整個(gè)波束橫截面上的等離子體散射的回波是不同位置散射回波的疊加,而這些位置上的旋轉(zhuǎn)多普勒頻移各不相同,由等離子體漂移速度在切線方向上的角速度決定。圖7給出了矢量貝塞爾渦旋波束入射時(shí)的散射體積,等離子體運(yùn)動(dòng)在角向和徑向的速度分量vφ和vr,以及線性多普勒頻移的散射矢量關(guān)系。

圖7 電離層等離子體存在運(yùn)動(dòng)時(shí)的散射矢量關(guān)系示意圖

(9)

式中：R為波束坐標(biāo)系內(nèi)單位散射體積的位置矢量,在簡(jiǎn)化的二維平面中等效角速度為：

(10)

式中：r為dS和原點(diǎn)的距離;vx,vy為等離子體沿x,y軸的漂移速度;φ為波束在xoy平面內(nèi)的方位角。

根據(jù)旋轉(zhuǎn)多普勒頻移可以確定附加的角頻率為：

(11)

頻偏與拓?fù)浜蓴?shù)和等效角速度有關(guān)。圖8給出了等離子體徑向漂移示意圖和等效角速度。

圖8 等離子體沿+x方向以vx=8 km/s漂移的示意圖和等效角速度Ω(順時(shí)針旋轉(zhuǎn)為正,逆時(shí)針為負(fù))

圖8表明,等效角速度和徑向距離r成反比。越接近波束中心的部分角速度越大,趨于無(wú)窮,所以設(shè)置上下限±1 000 rad/s。設(shè)等離子體沿x軸正向漂移,那么散射體積內(nèi)存在兩部分,y>0和y<0的區(qū)域,其中Ω的方向相反。在時(shí)間因子取e-iωt時(shí),VBVB的相位在xoy面內(nèi)隨時(shí)間作逆時(shí)針旋轉(zhuǎn),而角速度根據(jù)面元位置的不同分為順時(shí)針和逆時(shí)針?lè)较?所以分別帶來(lái)正向和負(fù)向的旋轉(zhuǎn)多普勒頻移。由于VBVB的電場(chǎng)具有圓對(duì)稱(chēng)性,所以徑向的漂移方向不影響對(duì)結(jié)果的討論。為方便起見(jiàn),本小節(jié)中的漂移方向統(tǒng)一設(shè)置為+x方向。計(jì)算中,xoy面到觀察者的距離設(shè)為200 km,平面內(nèi)極坐標(biāo)系最大半徑為rmax,電子密度ne=2×1011/m3,考慮到旋轉(zhuǎn)多普勒頻移受到拓?fù)浜蓴?shù)和波束半徑的影響,拓?fù)浜蓴?shù)過(guò)小或波束半徑過(guò)大均不易觀察漂移對(duì)譜線的整體影響,因此圖9給出了半錐角為α0=4°,拓?fù)浜蓴?shù)較大時(shí)的散射功率因子,在此波束參數(shù)基礎(chǔ)上討論了電子溫度和離子溫度、散射體積和波束的拓?fù)浜蓴?shù)、半錐角對(duì)離子譜線的影響。

圖9 半錐角α0=4°的矢量貝塞爾渦旋波束的|fJ|2隨拓?fù)浜蓴?shù)的變化

圖10～圖12顯示,等離子體的橫向漂移會(huì)對(duì)離子譜線產(chǎn)生一定的展寬,這種展寬的程度和矢量貝塞爾渦旋波束的拓?fù)浜蓴?shù)、半錐角以及散射體積的大小有關(guān),等離子體自身參數(shù)對(duì)譜形起決定性作用。圖10計(jì)算了電子溫度和離子溫度之比為2.5與1時(shí)的離子線隨漂移速度的變化。Te/Ti=2.5時(shí),兩峰間距更寬,并且峰谷比更大,但等離子體的橫向漂移導(dǎo)致峰谷比和雙峰頻偏的減小,vx=16 km/s時(shí),這種改變尤為明顯。需要注意,16 km/s對(duì)于電離層環(huán)境而言是較大的速度,一般只有在非平衡因素影響下才會(huì)出現(xiàn),比如極光弧。這里的取值是為了更明顯地觀察譜線的變化。Te/Ti=1時(shí),譜線峰谷比很小,而漂移作用使雙峰進(jìn)一步降低,趨于平頂狀。由此可見(jiàn),VBVB在用于非相干散射探測(cè)時(shí),如果實(shí)際存在橫向漂移的影響,反演時(shí)需要考慮到該因素,和平面波的探測(cè)結(jié)果相對(duì)照,以將漂移的影響區(qū)分出來(lái)。

圖10 等離子體沿+x方向漂移時(shí)電子溫度與離子溫度對(duì)離子譜線的影響

圖11計(jì)算了拓?fù)浜蓴?shù)分別為18和26的結(jié)果,(b)中vx=16 km/s的離子線相比在(a)中出現(xiàn)了較為明顯的展寬。拓?fù)浜蓴?shù)增大直接導(dǎo)致ω′(r,φ)增大,但波束的主極大環(huán)半徑也隨之增大,這使得Ω減小,因此總體來(lái)看拓?fù)浜蓴?shù)的增大并沒(méi)有使譜線有很明顯的展寬。圖12計(jì)算了半錐角為2°和4°時(shí)的結(jié)果,2°時(shí)的譜線形變明顯小于4°的情況。半錐角的增大減小了VBVB主極大的半徑,同時(shí)拓?fù)浜蓴?shù)不變,因此Ω增大,這單一地導(dǎo)致了譜線頻移量的增加。

圖11 等離子體沿+x方向漂移時(shí)波束拓?fù)浜蓴?shù)對(duì)離子譜線的影響

圖12 等離子體沿+x方向漂移時(shí)波束半錐角對(duì)離子譜線的影響

綜上所述,矢量貝塞爾渦旋波束由于其自身的無(wú)衍射性質(zhì),在電離層非相干散射探測(cè)場(chǎng)景下,散射體積有限,也正因?yàn)椴ㄊ鴱较虺叨容^小,等離子體的徑向直線漂移帶來(lái)的旋轉(zhuǎn)多普勒效應(yīng)能夠在散射功率譜中體現(xiàn)。本小節(jié)的數(shù)值計(jì)算結(jié)果體現(xiàn)了矢量貝塞爾渦旋波束反演等離子體徑向直線運(yùn)動(dòng)的可能性,同樣指出了其局限性,有限的散射體積勢(shì)必會(huì)導(dǎo)致很小的回波功率,而且譜線形變對(duì)漂移速度的敏感度較低,依賴(lài)于較大的拓?fù)浜蓴?shù)與半錐角。

4 矢量貝塞爾渦旋波束對(duì)不規(guī)則體的探測(cè)

之前的探討中,散射體積內(nèi)的等離子體參數(shù)是均勻的,電子密度、電子溫度和離子溫度都為恒定值。一般情況下,散射功率譜的計(jì)算中考慮散射體積內(nèi)等離子體參數(shù)為均勻分布,而嚴(yán)格來(lái)說(shuō),電離層等離子體在平常態(tài)或人工擾動(dòng)的情況下都是不均勻的。特別是人工使用電磁波加熱電離層時(shí),以電子密度和溫度為代表的等離子體參數(shù)會(huì)產(chǎn)生較大的改變,這種改變的空間尺度和所用加熱電波參數(shù)有關(guān),也和是否激發(fā)非線性效應(yīng)有關(guān)?？紤]到傳統(tǒng)非相干散射雷達(dá)的波束多為筆形波,獲得的等離子體信息實(shí)際上來(lái)源于整個(gè)散射體積內(nèi)等離子體的密度波動(dòng),試圖區(qū)分波束內(nèi)部非均勻結(jié)構(gòu)是較為困難的,因?yàn)楝F(xiàn)有的平面波雷達(dá)張角不可能無(wú)限小。

對(duì)渦旋電磁波而言,無(wú)論是有衍射的還是無(wú)衍射的,其波束半徑、場(chǎng)結(jié)構(gòu)都可以通過(guò)改變相關(guān)波束參數(shù)來(lái)調(diào)節(jié)。考慮到矢量貝塞爾渦旋波束,盡管其無(wú)衍射的理想特性目前在現(xiàn)實(shí)中難以實(shí)現(xiàn),且散射體積遠(yuǎn)小于筆形波,其對(duì)于研究渦旋電磁波有形波場(chǎng)對(duì)電離層參數(shù)的反演依然具有一定的意義。

對(duì)于不規(guī)則體存在的情況,矢量貝塞爾渦旋波束的功率譜密度函數(shù)可以用如下公式描述：

(12)

式中：feo′,fio′為電子和離子的速率分布函數(shù),與電子和離子溫度決定的平均熱速率有關(guān);求和號(hào)表示在整個(gè)散射體積V內(nèi)積分,由于矢量貝塞爾渦旋波束的無(wú)衍射特性,二維平面內(nèi)的計(jì)算結(jié)果可以表征三維散射體的散射特性,前提條件是不規(guī)則體在電離層垂直方向上變化不大;A0′表示單位散射體dV對(duì)整個(gè)散射功率的貢獻(xiàn)權(quán)重：

(13)

式中：χe′,χi′,ε′為單位體積內(nèi)的電子極化率、離子極化率和介電常數(shù),為電子溫度和密度的函數(shù)。

對(duì)于很小的散射體積dV,可以認(rèn)為其中等離子體參數(shù)保持不變,則總的散射功率譜為所有散射體積貢獻(xiàn)的線性疊加,其中疊加的權(quán)重由波場(chǎng)結(jié)構(gòu)的差異決定。

因?yàn)槭噶控惾麪枩u旋波束的理想無(wú)窮大散射體積和數(shù)值計(jì)算有限性的矛盾,我們必須在一個(gè)給定的散射體積范圍內(nèi)計(jì)算。譜密度函數(shù)的幅值與Te/Ti以及ne均有關(guān),而本節(jié)需要探討使用矢量貝塞爾渦旋波束獲得不規(guī)則體等離子體參數(shù)的問(wèn)題,所以需要對(duì)散射體積內(nèi)的Sv(k,ω)進(jìn)行歸一化。當(dāng)散射體積內(nèi)等離子體均勻時(shí),需要確保VBVB參數(shù)的改變不會(huì)影響Sv(k,ω)的幅值,即保證Sv(k,ω)在xoy面上的積分為恒定值,可以通過(guò)下式實(shí)現(xiàn)：

(14)

(15)

(16)

這里考慮一種最簡(jiǎn)單的電離層不規(guī)則體。以典型的電子密度ne和電子溫度Te為例,假設(shè)其在散射體積的二維平面內(nèi)呈高斯分布,計(jì)算該結(jié)構(gòu)對(duì)散射功率譜的影響。電子密度ne的高斯分布呈現(xiàn)中心小于外圍的特征,電子溫度Te則是中央高于外圍。

在描述散射體積的二維平面xoy內(nèi),Te和ne采用以下公式描述：

(17)

圖13給出了所設(shè)高斯分布的不規(guī)則體。Te呈現(xiàn)中心高于四周的分布特征,而ne則與此相反,在背景電子密度上附加了一個(gè)密度空洞。背景離子的溫度在這里設(shè)為固定值,Ti0=1 500 K。

圖13 不規(guī)則體為高斯分布時(shí)的電子溫度Te和電子密度ne(背景電子溫度Te0=2 000 K,背景電子密度

圖13是本小節(jié)所用高斯分布的不規(guī)則體,(a)中背景電子溫度為2 000 K,中央是極大值4 000 K,背景電子密度為2×1011/m3,中央電子密度的最小值為1.8×1011/m3。

使用930 MHz矢量貝塞爾渦旋波束探測(cè)圖13中的不規(guī)則體時(shí),圖14和圖15為所取散射體積內(nèi)波束的能量分布參數(shù)隨拓?fù)浜蓴?shù)、半錐角的改變。圖14(c)和圖15(a)中,入射功率集中分布于散射體積的外圍,而隨著拓?fù)浜蓴?shù)的減小,或半錐角的增大,功率向中心匯聚。圖16計(jì)算了這個(gè)過(guò)程中離子線的變化情況。

圖14 散射功率分布參數(shù)隨波束拓?fù)浜蓴?shù)的變化,α0=2°

圖15 散射功率分布參數(shù)隨波束半錐角的變化,l=8

圖16 波束拓?fù)浜蓴?shù)和半錐角對(duì)功率譜離子線的影響

圖16顯示,拓?fù)浜蓴?shù)和半錐角的改變過(guò)程中功率譜譜形發(fā)生了不同程度的改變。圖16(a)中,從l=2到l=18,隨著波束中央主極大向外移動(dòng),所反應(yīng)的等離子體參數(shù)逐漸偏向背景參數(shù)特征,譜線的峰谷比會(huì)增大,離子線的2個(gè)峰值頻偏升高,這和電子溫度對(duì)功率譜的影響趨勢(shì)吻合。圖16(b)通過(guò)改變半錐角調(diào)整了波束的功率分布,從α0=1°到α0=3°,譜形變化的趨勢(shì)與(a)中相反,這是因?yàn)楸M管(b)中的波束參數(shù)和(a)不相同,波束功率分布特征卻存在一致性。圖16(a)的l=18和l=2結(jié)果差異最大,圖16(b)的α0=1°和α0=3°亦變化明顯,而α0=2°的譜線幾乎與α0=1°的重合。調(diào)整波束功率分布,功率集中于不規(guī)則體的外圍時(shí),反演結(jié)果最接近背景等離子體參數(shù),而功率集中于不規(guī)則體中心時(shí),結(jié)果接近不規(guī)則體內(nèi)部的等離子體參數(shù)。在兩個(gè)極端分布情況之間,譜線應(yīng)呈現(xiàn)相對(duì)平緩的變化,程度依高斯分布參數(shù)而定。

圖17和圖18中,分別令電子溫度和電子密度分布保持不變,計(jì)算了另一個(gè)等離子體參數(shù)對(duì)結(jié)果的影響程度。圖17(a)中Te的最大變化量為3 000 K,中心處Te/Ti=10/3,離子線峰谷比相比圖16(a)有所增大,圖17(b)中Te/Ti最大值為4,峰谷比進(jìn)一步增大,并且譜線的展寬可以被明顯地觀察到。在波束拓?fù)浜蓴?shù)增大的過(guò)程中,Te/Ti的變化并未明顯地改變l=2與l=10情況下的差異,l=2和l=18之間的差別則有所增大,特別是圖16(a)與圖17(b)。綜上,對(duì)于高斯分布的電子溫度不規(guī)則體,調(diào)整波束功率分布時(shí),選取2個(gè)極端情況對(duì)于反演是最有效的。反之,當(dāng)不規(guī)則體參數(shù)未知時(shí),令波束的主極大環(huán)從中心向外擴(kuò)張,離子線譜形變到達(dá)最大時(shí),主級(jí)大環(huán)的半徑應(yīng)近似為不規(guī)則體的半徑。這提供了一種反演高斯型不規(guī)則體空間尺度的方法。

圖17 波束拓?fù)浜蓴?shù)增大過(guò)程中,高斯型不規(guī)則體電子溫度升高程度對(duì)離子線譜的影響

圖18 波束拓?fù)浜蓴?shù)增大過(guò)程中,高斯型不規(guī)則體電子密度減小程度對(duì)離子線譜的影響

圖18為了討論電子密度對(duì)譜線的影響程度,電子溫度變化量設(shè)為0。圖18(a)中,電子密度變化量高達(dá)30%時(shí),譜線幅值的改變也難以明顯觀察到;(b)中最大變化量設(shè)為80%,才出現(xiàn)明顯的幅值改變。超熱電子導(dǎo)致的超強(qiáng)電子密度增強(qiáng)現(xiàn)象中,考慮到電離層不規(guī)則體的電子密度變化通常不會(huì)這么高,在反演高斯型不規(guī)則體的過(guò)程中,電子密度對(duì)離子譜線的影響遠(yuǎn)小于電子溫度。換言之,當(dāng)出現(xiàn)電子密度增強(qiáng)現(xiàn)象時(shí),使用VBVB進(jìn)行非相干散射探測(cè)可以更好地反演電子密度的橫向空間尺度分布。程木松等人于2014年研究了高緯極區(qū)電離層加熱的電子密度增強(qiáng)現(xiàn)象,但只獲得了電子密度隨高度的變化,VBVB為探測(cè)電子密度橫向空間分布提供了一種可能[6]。

5 結(jié)束語(yǔ)

非相干散射是探測(cè)電離層等離子體參數(shù)的重要技術(shù)之一,自上個(gè)世紀(jì)開(kāi)始,眾多學(xué)者針對(duì)非相干散射的等離子體理論和電磁理論開(kāi)展了廣泛而深入的研究,并在工程上得到了充分的實(shí)現(xiàn)。盡管如此,電離層的等離子體物理機(jī)制是復(fù)雜的,仍有大量問(wèn)題亟待探討,因此發(fā)展電離層的探測(cè)新技術(shù)和理論是一個(gè)長(zhǎng)期的過(guò)程。渦旋電磁波是具有廣泛應(yīng)用前景的有形電磁波束,其和等離子體的相互作用必然包含豐富的未知信息,而在電磁渦旋輻射的等離子體散射方面鮮少有理論研究成果,在實(shí)驗(yàn)上也未有先例。本文以此為背景,以具有無(wú)衍射特性的矢量貝塞爾渦旋波束為例,研究了其在電離層非相干散射探測(cè)中的應(yīng)用前景,同時(shí)介紹了矢量貝塞爾渦旋波束與非相干散射基本概念,并給出了渦旋波情況下的非相干散射功率譜表達(dá)式,分析了矢量貝塞爾渦旋波束對(duì)探測(cè)等離子體漂移運(yùn)動(dòng),以及不規(guī)則結(jié)構(gòu)的可能性。結(jié)果顯示所用波束的旋轉(zhuǎn)多普勒效應(yīng)能夠反映等離子體的橫向速度,并且其波場(chǎng)結(jié)構(gòu)易于改變的特點(diǎn)有利于提高對(duì)不規(guī)則體參數(shù)的空間分辨能力。以此為基礎(chǔ),同樣可以探討其他種類(lèi)渦旋電磁波的應(yīng)用前景,如拉蓋爾-高斯波束、貝塞爾-高斯波束等。