CC BY
79
Распространение радиоволн Вестник Нижегородского университета им. Н.И. Лобачевского, 2011, № 5 (3), с. 167-174
УДК 550.388.2; 551.510.535
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ХАРАКТЕРИСТИК ПЛАЗМЕННЫХ ВОЛН, ОТВЕТСТВЕННЫХ ЗА ГЕНЕРАЦИЮ ИСКУССТВЕННОГО РАДИОИЗЛУЧЕНИЯ ИОНОСФЕРЫ, ПУТЕМ СРАВНЕНИЯ РАССЧИТАННЫХ И ИЗМЕРЕННЫХ ДЕКРЕМЕНТОВ ЗАТУХАНИЯ
© 2011 г. Д-Д- Бареев ^ В.Г. Гавриленко С.М. Грач 1,2, Е.Н. Сергеев 1,2
1 Нижегородский госуниверситет им. Н.И. Лобачевского 2 Научно-исследовательский радиофизический институт, Н. Новгород
bdend 17@gmail .com
Поступила в редакцию 31.05.2011
Вычислены декременты затухания плазменных волн с частотами, близкими к верхнегибридной частоте и в окрестности четвёртой электронной гирогармоники. Проведено сравнение результатов расчёта с данными, полученными на стенде «Сура», о релаксации искусственного радиоизлучения ионосферы (ИРИ). По полученным результатам оценены характеристики плазменных волн, дающих основной вклад в генерацию ИРИ.
Ключевые слова: ионосфера, искусственное радиоизлучение, декремент, плазменные волны.
Введение
Хорошо известно, что длительное воздействие мощной радиоволны обыкновенной поляризации на ионосферу приводит к возбуждению квазипотенциальных (плазменных) волн с частотами ю<ю0 в области верхнегибридного резонанса (ВГР) мощной волны (волны накачки), где ю0~юий, а также вытянутых вдоль геомагнитного поля мелкомасштабных неоднородностей плотности плазмы. Здесь ю0 - частота волны накачки, юий(^) =(юсе2+ю^е2(У))1/2 - верхнегибридная частота, юре(г) - плазменная частота электронов, юсе - частота циклотронного вращения электронов, г - высота области взаимодействия волны накачки с ионосферной плазмой [1, 2]. Рассеяние плазменных волн на этих неоднородностях в электромагнитные приводит к генерации искусственного радиоизлучения ионосферы (ИРИ) [3-5]. По измерениям спектральных и динамических свойств ИРИ можно изучать характеристики неоднородностей и плазменных волн [4, 6]. Согласно существующим теоретическим представлениям, в области ВГР волна накачки наиболее эффективно возбуждает верхнегибридные волны с волновыми векторами, направленными почти поперёк магнитного поля. Эти волны, в свою очередь, служат накачкой для формирования широкого частотного спектра верхнегибридных волн в результате процессов распада и индуцированного рассеяния [3, 4], а многократное рассеяние этих волн на вытянутых неоднородностях без изме-
нения частоты формирует широкий пространственный и угловой спектр плазменных волн в области ВГР.
В настоящей работе приведены экспериментальные данные, полученные на стенде «Сура», о релаксации (после выключения волны накачки) искусственного радиоизлучения ионосферы (ИРИ) для частот в области четвёртой электронной гирогармоники ю~4юсе, которые показывают существенное уменьшение времени релаксации т при частоте волны накачки в непосредственной близости от гирогармоники ю~4юсе. В работе также вычислены декременты затухания у плазменных волн с частотами ю~юий для произвольных соотношений между |Д| и |кц|уГе, причём ю выбиралась как близко, так и далеко от двойного резонанса, где юий~4юсе. Здесь Д = ю-пюсе - сдвиг частоты плазменной волны относительно гирогармоники, уТв =,]Те/те - тепловая скорость электронов (здесь и в дальнейшем Те берется в энергетических единицах) и Щ - проекция волнового вектора на направление магнитного поля. Поскольку генерация ИРИ на некоторой частоте ю происходит вследствие рассеяния плазменных волн на той же частоте, полученные зависимости декремента у от Щ и к± (поперечной проекции волнового вектора) при различных соотношениях ю, пюсе и юий позволяют оценить волновые числа и углы между геомагнитным полем и волновыми векторами плазменных волн, дающих основной вклад в генерацию ИРИ в
Рис. 1. Пример эволюции ИРИ при квазинепрерывном нагреве (черная осциллограмма) и диагностическом импульсном воздействии (серая осциллограмма)
окрестности четвёртой электронной гирогармоники, а также область высот источника ИРИ. Ниже, в следующем разделе, дано краткое описание данных эксперимента по измерениям времён релаксации ИРИ, далее приведены расчёты декрементов затухания плазменных волн при различных соотношениях ю, пюсе и юий, а также различных углах между волновым вектором плазменных волн к и постоянным магнитным полем В. В заключительном разделе дано краткое обсуждение результатов работы.
Экспериментальные исследования релаксации ИРИ при ш„й«4шсе
Для исследования зависимости релаксации ИРИ от частоты волны накачки /0=ю0/2п использовался квазинепрерывный режим воздействия на ионосферу импульсами длительностью 180 мс с периодом повторения 200 мс при различных частотах волны накачки. Вследствие шумового характера излучения проводилось его усреднение по нескольким десяткам последовательных импульсов. Подробное описание методики измерений и результаты исследований эволюции ИРИ при различных режимах воздействия можно найти, например, в [6]. При таком режиме генерация искусственной ионосферной турбулентности (плазменных волн и неоднородностей) происходит практически так же, как при непрерывном воздействии. В частности, согласно существующим представлениям мелкомасштабные неоднородности плотности плазмы не успевают сколько-нибудь заметно релаксировать за время паузы в 20 мс, а восстановление интенсивности ИРИ после паузы до стационарного уровня происходит в течение короткого времени, гораздо меньшего, чем длительность импульса [7, 8]. В то же время, ИРИ практически полностью исчезает за время пау-
зы, и его поведение позволяет определить характерные времена релаксации. На рис. 1 [9] приведен пример динамики ИРИ для отстройки Д/=/йрИ - /0= -12 кГц от частоты волны накачки /0 = 4380 кГц (черная линия осциллограммы, эффективная мощность волны накачки Р0 ~ 15 МВт), где, начиная с /=-20 мс после выключения, происходит релаксация излучения с характерным временем т0=1.5 мс. Периодические пики определяются реакцией приемной аппаратуры на фронты сигнала волны накачки при его многократном отражении от ионосферы.
Возникающие при воздействии искусственные неоднородности плотности плазмы, при рассеянии на которых возбуждаются плазменные волны, сильно вытянуты вдоль геомагнитного поля вследствие процессов диффузии и термодиффузии. При достаточно малых углах наклона магнитного поля к вертикали (18.5° на стенде «Сура») это дает возможность использовать достаточно мощные импульсы диагностической волны на частотах /ДВ/ длительностью ~ 20 мс с периодом повторения 1 с для генерации диагностического ИРИ на различных высотах возмущенной области ионосферы. Пример динамики диагностического ИРИ в импульсе (серая линия осциллограммы) также приведен на рис. 1 для случая нагрева ионосферы на частоте /0 = 5650 кГц (Р0 ~ 20 МВт) и диагностического зондирования на частоте /ДВ=4380 кГц (РдВ ~ 15 МВт). В приведенных измерениях характерные времена релаксации диагностического ИРИ составляли та = 3.5 мс.
Использование чередования квазинепрерыв-ного и диагностического воздействия на разных частотах позволило провести измерения величины времен релаксации т0, т а верхнегибридной турбулентности на различных высотах воз-
~I—■—■—1—■—г 5200 5700
Г, кНг
Рис. 2. Результаты измерений времени релаксации интенсивности ИРИ при квазинепрерывном (черная кривая) и диагностическом (серая кривая) воздействии. 24.09.2003. «Сура»
5400 5420
£ к№
Рис. 3. Результаты измерений времени релаксации интенсивности ИРИ при квазинепрерывном (черная кривая) воздействии вблизи четвертой гирогармоники. 25.05.2004. «Сура»
мущенной области ионосферы. Результаты подобных измерений для 24 сентября 2003 г. приведены на рис. 2 для диапазона частот воздействия 4380-6450 кГц, который захватывает область четвертой гармоники гирочастоты электронов 4/се ~ 5400 кГц (см. также [10]). Характерные обратные времена релаксации верхнегибридных компонент ИРИ 1/т0 и диагностического ИРИ 1/та были близки для случая /цВ=/0 и практически всегда превышали частоту электрон-ионных столкновений veг■ для высот > 200 км veг■~300-400 с-1. Оценка veг■ выполнялась по формуле veг■ = 5.5(^/Те3/2)* х1п(220Те/^1/3) [11], N - концентрация электронов, а Те - температура электронов оценивалась из модели 1И 2001 [12]. Характерные обратные времена релаксации интенсивности ИРИ имели минимальную величину вдали от 4/се и принимали максимальные значения т-1~ 2000-3000 с-1 для наблюдений в области /0, /цВ ~ 4/се. На рис. 3 приведены результаты более детальных измерений времен релаксации интенсивности диагностического ИРИ в области четвертой гирогармоники, выполненные 25 мая 2004 года. При диагностике области гирогармоники импульсным излучением диагностической волны непрерывный нагрев двумя передатчиками (Р0 ~ 60 МВт) производился на частоте /0 = 5600 кГц. Из рисунка видно, что величина т-1 ~ 1500-3000 с-1 в достаточно широкой области частот около 4/се ~ 5385 кГц. Значение частоты гирогармоники в экспериментах определялось по измерениям характеристик стационарных спектров ИРИ, в частности, по пропаданию главного спектрального максимума излучения [5].
Расчёт декрементов затухания плазменных волн
Для того чтобы определить, какие именно плазменные волны имеют декременты затухания у, близкие к полученным в эксперименте обратным временам релаксации ИРИ, был выполнен расчёт декрементов затухания плазменных волн в плазме с параметрами, близкими к параметрам ионосферы при проведении экспериментов для частот плазменных волн ю=2л/ в окрестности 4-й гармоники электронной циклотронной частоты ю=4юсе при различных значениях верхнегибридной частоты юий. Различные значения юий соответствуют различным значениям плазменной частоты юре, и, следовательно, различным значениям электронной концентрации Ne и различным высотам г в ионосфере вблизи уровня ВГР волны накачки (напомним, что в ионосфере ниже максимума ^-слоя электронная концентрация N растёт с высотой, а волна накачки отражается на высоте гг, где а=аре(гг)). Расчёты декрементов затухания выполнялись численно в потенциальном приближении в случае максвелловского распределения частиц по скоростям на основании дисперсионного уравнения плазменных волн, которое выглядит следующим образом [13, 14]:
Рис. 4. Зависимости кц ре от к± ре для разных частот волны и верхнегибридных частот (разные плотности плазмы). Здесь ре = уТе/юсе; А) верхнегибридные волны; Б) ленгмюровские волны.
Рисунок слева: — юиА=4.08юсе;........юиА=4.085юсе;----юиА=4.075юсе
Рисунок справа: — юиА=4.005юсе; юиА=4.01юсе;-----------юиА=4.00юсе
ї - модифицированная функция Бесселя. Частота волны накачки представлялась в виде суммы действительной и мнимой частей ю+/у, где величина у и есть декремент затухания волны. Далее для нахождения спектра частот ю(к) и декремента затухания волн у(к) необходимо решить систему уравнений Яее=0 и 1ше=0. В простейших предельных случаях решение (1) для ю имеет вид:
1) к—0: ю2 =юре2 +юсДт20,
2) 0=0, \к^Те << ю: ю2=юре2+3к2уТе2 - ленгмюровские волны;
3) 0=п/2, ю2>> юсе2 , х<<1: ю2=юре2+3к2уТе2 -
верхнегибридные волны.
При поперечном относительно магнитного поля распространении волны существует еще одно решение уравнения (1), соответствующее электронным бернштейновским волнам юь, и вдали от двойного резонанса (юий=їюсе):
4) юь~ їюсе при к±ре<<1 и к±ре>>1 [11, 14].
Более полные выражения для спектра частот
высокочастотных плазменных волн, а также выражения для декрементов их затухания в «длинноволновом» пределе (|Д|>>|к|||уТе) приведены, например, в [11, 14]. Выражения для декрементов затухания волн приведены в [11, 14] с учетом как столкновительного, так и бес-столкновительного затухания. При приближении частоты волны к высоким гармоникам ю——їюсе бесстолкновительное затухание в пределе Хї >> 1 определяется соотношением
У сусі
кI к\у3Ге
іп (кI р 2
"к±Р2е /
а столкновительное затухание при этом равно [15]
У її = Г
21!!
8(21 -1)!! “
На рис. 4 решения реальной части уравнения (1) представлены в виде зависимости к\\ от к± при различных значениях частоты плазменной волны ю и верхнегибридной частоты юи^. Из рисунков следует, в частности, что условие длинноволнового приближения |Д| >> |к||\уТе при выбранных параметрах расчетов при достаточно больших значениях |кц\уТе не выполняется. Поэтому уравнение (1) решалось численно на основании полного дисперсионного уравнения при произвольном соотношении |Д| и |к||\уТе. На рис. 5 приведены полученные из (1) зависимости у(|кц|) при тех же значениях ю и юий. При этом к найденным значениям у аддитивно добавлялся декремент столкнови-тельного затухания ve^/2. Правомерность такого приближения показал расчет декрементов затухания, выполненный с модельным интегралом столкновений Батнагара-Гросса-Крука. Зависимости у(|кц|) оказываются, естественно, различными для нижней («верхнегибридной», А) и верхней («ленгмюровской», Б) ветвей плазменных волн.
V
Рис. 5. Зависимости у(ю/юсе) от к± ре для разных частот волны и верхнегибридных частот (разные плотности плазмы). Здесь ре=уТе/юсе: А) верхнегибридные волны; Б) ленгмюровские волны
Рисунок слева: — юиА=4.08юсе; юиА=4.085юсе;-----------юиА=4.075юсе
Рисунок справа: — юиА=4.005юсе;.......юиА=4.01юсе;------юиА=4.00юсе
3,92 3,96 4,'00 4,'04 1 4,'08 3;Э2 3,96 4/00 4,'04 4^8
со/ со„ со/ га„
Рис. 6. Зависимость декрементов затухания от частоты для различных верхнегибридных частот: А) юиА=1.001ю; Б) юиА=ю; В) юиА=0.999ю
На рис. 6 приведены зависимости декрементов затухания у(ю/ю се) при различных значениях £± и вблизи уровня верхнего гибридного
резонанса, где и происходит возбуждение плазменных волн при воздействии радиоволн на ионосферу. Видно, что эта зависимость имеет характерный максимум при ю~4гасе, наиболее ярко выраженный в коротковолновой области £±ре=0.10-0.15 (ре=Уте/®се - радиус циклотронного вращения тепловых электронов) при частотах, несколько превышающих верхнегибридную. Такая зависимость имеет место только для верхнегибридной ветви плазменных волн (А на рис. 4), распространяющейся под углом 60-70° к магнитному полю. Для ленгмюровских волн максимум декремента при приближении частоты волны к гирогармонике не наблюдается.
Предыдущие расчёты проводились для максвелловской плазмы с температурой Т. Как известно, в ионосфере при нагреве происходит
заметное ускорение электронов плазменной волной, что приводит к возникновению «надтепловых хвостов» функции распределения. В частности, в работе [16] показано, что при воздействии вблизи гирогармоники возникает заметное количество надтепловых частиц с анизотропией функции распределения по поперечным скоростям Т,±>Т,||. Для моделирования влияния этих электронов на затухание плазменных волн мы просчитали декремент затухания в плазме с распределением
^ = Nл-1/2(т/Т)3/2ехр(-шу2/2Т) +
+ N2п-112т/(тЛц + Тк±Уп х (2)
х ехр(-жУ2± /2ТЙ± - тУщ /2ТЩ),
где N - число частиц с максвелловским распределением, N - число горячих частиц, Тц\ - продольная температура горячих частиц, равная температуре максвелловских частиц, Т,± - поперечная температура горячих частиц. Дисперси-
і-±р =0.072
3 92 ' Ї96 1 ЙЮ 1 4Й4 1 4І08
СО/СО„
Рис. 7. Зависимость декремента затухания от частоты для различных верхнегибридных частот при анизотропном (сплошные кривые) и максвелловском (пунктирные кривые) распределениях:
1А) юиА=ю - анизотропное распределение; 2А) юиА=1.001ю - анизотропное распределение; 1Б) юиА=ю;
2Б) юиА=1.001ю
£±Р, = 0.105 к ± р = 0.14
3,92 ' 3^96 1 4^0 ' 4Й 1 4^08 3,92 1 3^6 1 4^00 1 4^04 1 4,'08
СО/ со„ со/ со,,,
Рис. 8. Зависимости декремента затухания от частоты для различных верхнегибридных частот при анизотропном распределении: А) юиА=ю; Б) юиА=0.999ю
онное уравнение в этом случае выглядит как е=ес+£й=0, где гс - диэлектрическая проницаемость холодной плазмы, определяемая соотношением (1), а - диэлектрическая проницаемость горячей плазмы, которая записывается так:
Єь =
7 2 2
к Уй|| 1=-ш
-к^РІ
И1
(3)
).
В приведенном ниже примере отношение числа горячих частиц к холодным бралось #2/^=10-3 и поперечная температура горячих частиц в 16 раз выше температуры продольных: Тйі/Тй||=16. На рис. 7 показаны полученные из (3) зависимости декремента затухания от частоты для различных верхнегибридных частот при максвелловском и анизотропном распределениях. На рис. 8 приведены зависимости декремента затухания от частоты для различных верхнегибридных частот, аналогичные рис. 6, но при анизотропном распределении.
Видно, что при учете надтепловых частиц общая зависимость у от ю также имеет макси-
мум при ю~4гасв, но его позиция смещается в сторону меньших к±. Например, зависимость у от частоты ю при максвелловском распределении для к±ре = 0.14 (рис. 6) становится схожей с такой же зависимостью для анизотропного распределения, но уже при к±ре=0.105 (рис. 8). Однако углы между направлением распространения волны и магнитным полем остаются достаточно большими, так как дисперсионные кривые к±(кц) не изменяются при добавлении в плазму пучка горячих частиц с малой концентрацией. Было отмечено, что влияние надтепло-вых частиц в области малых углов становится заметным только при поперечной скорости горячих частиц, более чем в 10 раз превосходящей скорость холодных частиц.
Обсуждение результатов
Сравнение данных эксперимента и теоретических расчетов показывает, что вблизи четвертой гирогармоники ю~4юсе имеет место подобие частотных зависимостей обратных времен релаксации ИРИ т-1(ю) и декрементов затухания плазменных волн у(ю) в области ВГР и несколь-
2
ю
ре
X
X
ю
ко ниже его с поперечными волновыми числами к±ре=0.10-0.15, распространяющихся под углом 60-70° к магнитному полю. Близкими оказываются значения т-1 и 2у (сомножитель 2 появляется, поскольку данные на рис. 1-3 приведены для интенсивности ИРИ, тогда как численные расчёты выполнены для амплитуды ИРИ). Таким образом, эти волны и должны быть ответственны за генерацию ИРИ. Следует, однако, отметить, что поскольку плотность плазмы в ионосфере нарастает с высотой, разные значения га ий на рис. 6 соответствуют различным высотам генерации плазменных волн и ИРИ на одной и той же частоте ю. Полная интенсивность ИРИ на одной и той же частоте ю определяется суммарным сигналом, пришедшим с разных высот. Далее, согласно [3, 4], генерация ИРИ происходит при рассеянии плазменных волн на магнитоориентированных мелкомасштабных неоднородностях в электромагнитные без изменения частоты. Плазменные волны генерируются в результате рассеяния волны накачки в плазменные (верхнегибридные) волны на мелкомасштабных неоднородностях, а формирование их пространственного и частотного спектра происходит вследствие многократного рассеяния плазменных волн на неоднородностях и процессов распада верхнегибридных волн на верхне- и нижнегибридные, а также и индуцированного рассеяния верхнегибридных волн на ионах и электронах. Рассеяние электромагнитных волн в плазменные и плазменных в электромагнитные происходит при выполнении условий пространственного синхронизма
кс = к + кр; кр' + к' = кИРИ (4)
где ко, кИРИ - волновые векторы волны накачки и ИРИ, к и к’ - волновые векторы мелкомасштабных неоднородностей, ответственных за возбуждение плазменных волн и генерацию ИРИ соответственно, кр - волновой вектор плазменной волны, возникающей при рассеянии волны накачки, кр' - волновой вектор плазменной волны, ответственной за генерацию ИРИ. Поскольку волновые векторы неоднородностей к, к' ± В (магнитному полю), а к0, кИРИ << к, к', в процессах (3) участвуют плазменные (верхнегибридные) волны с к±ре < 0.1 и кцре ~ 10- , распространяющиеся почти поперек магнитного поля. Именно такие волны (кр', источник ИРИ) должны определять интенсивность и время релаксации ИРИ. Но, как видно из рис. 4, для таких волн максимум декремента затухания при приближении ю к 4юсе отсутствует.
Таким образом, максимум обратного времени релаксации ИРИ в зависимости от частоты вблизи 4-й гирогармоники ю~4юсе должен опре-
деляться поведением (максимумом декремента) достаточно коротких верхнегибридных волн с k±pe=0.10-0.15, распространяющихся под углом 60-70° к магнитному полю Земли, частота которых несколько выше верхнегибридной. Эти волны должны определять интенсивность и временное поведение плазменных волн в области источника ИРИ, где k|<< k±. Этот факт может быть проверен полным решением задачи о генерации ИРИ в области ВГР и частот ю, близких к 4юсе, что выходит за рамки настоящей работы. В то же время, проведенное сопоставление указывает на важную роль «косых» плазменных волн в формировании спектра искусственной ионосферной турбулентности.
Работа поддержана грантами РФФИ № 09-02-01150а, 10-02-00875-а, 11-02-00125а и проектом № 2.1.1/13361 АВЦП «Развитие научного потенциала высшей школы».
Список литературы
1. Митяков Н.А., Грач С.М., Митяков С.Н. «Возмущение ионосферы мощными радиоволнами» (обзор). Итоги науки и техники. Серия: Геомагнетизм и высокие слои атмосферы. М.: ВИНИТИ, 1989. 138 с.
2. Гуревич А.В. // УФН. Т. 177. № 11. С. 11451177.
3. Грач С.М. // Изв. вузов. Радиофизика. 1985. Т. 28. С. 684-693.
4. Grach S.M., Shvarts M.M., Sergeev E.N., Frolov V.L. // J. Atmos. Sol.-Terr. Phys. 1998. V. 60. P. 12331246.
5. Leyser T.B. // Space Sci. Rev. 2001. V. 98. N. 34. P. 223-328.
6. Сергеев Е.Н., Грач С.М., Котов П.В., Комра-ков Г.П., Бойко Г.Н., Токарев Ю.В. // Изв. вузов. Радиофизика. 2007. Т. 50. № 8. С. 649-668.
7. Frolov V.L., Erukhimov L.M., Metelev S.A., Sergeev E.N. // J. Atmos. Sol.-Terr. Phys. 1997. V. 59. N. 18. P. 2317-2333.
8. Norin L., Grach S.M., Thide B, Leyser T.D., Sergeev E.N. // J. Geophys. Res. 2007. V. 112. P. A09303.
9. Sergeev E.N., Frolov V.L., Grach S.M., Shvarts M.M. Investigation of artificial HF plasma turbulence features using stimulated electromagnetic emission // Advances in Space Research. 1995. V. 15. P. (12)63-(12)66.
10. Сергеев Е.Н., Грач С.М., Котов П.В., Комра-ков Г.П., Бойко Г.Н., Токарев Ю.В. Диагностика возмущенной области ионосферы с помощью широкополосного радиоизлучения // Изв. вузов. Радиофизика. 2007. Т. 50. С. 649-668.
11. Гинзбург В.Л. Распространение электромагнитных волн в плазме. М.: Физматгиз, 1967.
12. http://nssdc.gsfc.nasa. gov/ space/model
13. Михайловский А.Б. Теория плазменных неустойчивостей. Т. 1. Неустойчивости однородной плазмы. М.: Атомиздат, 1975. 272 с.
14. Гинзбург В.Л., Рухадзе А.А. Волны в магнитоактивной плазме. М.: Наука, 1975.
15. Istomin Ya.N., Leyser T.B. // Phys. of Plasmas. 1994. V. 2. P. 2084-2097.
16. Грач С.М. // Изв. вузов. Радиофизика.1999. Т. 42. С. 651-669.
DETERMINATION OF HF ARTIFICIAL TURBULENCE CHARACTERISTICS BY COMPARISON OF CALCULATED AND MEASURED PLASMA WAVE DAMPING RATES
D.D. Bareev, V.G. Gavrilenko, S.M. Grach, E.N. Sergeev
Damping rates of plasma waves with frequencies close to upper hybrid frequency near the 4th electron gyrohar-monic have been calculated. The results are compared with the data on the relaxation of the artificial radio emission of the ionosphere (AREI) obtained at the “Sura” facility. The comparison allows determining characteristics of plasma waves mostly contributing to the AREI generation.
Keywords: ionosphere, artificial radio emission, damping rate, plasma waves.
