Лекция I. 2: Електромагнитни процеси при разпространение на радиовълните в различни среди

KONSTANTIN PRESLAVSKY UNIVERSITY S H U M E N				ШУМЕНСКИ УНИВЕРСИТЕТ “ЕПИСКОП КОНСТАНТИН ПРЕСЛАВСКИ”
	Ц. С. Карагьозов С любезното съдействие на проф. д.т.н. А. Д. Лазаров РАДИОВЪЛНИ, АНТЕННО-ФИДЕРНА И МИКРОВЪЛНОВА ТЕХНИКА ТЕМА1: “РАЗПРОСТРАНЕНИЕ НА РАДИОВЪЛНИТЕ” ЛЕКЦИЯ I.2: ЕЛЕКТРОМАГНИТНИ ПРОЦЕСИ ПРИ РАЗПРОСТРАНЕНИЕ НА РАДИОВЪЛНИТЕ В РАЗЛИЧНИ СРЕДИ
		Пречупване и отражение на радиовълните. Разпространение на повърхностни електромагнитни вълни. Разпространение на радиовълните в йоносферата.

Пречупване и отражение на електромагнитните вълни са процеси, произтичащи на границата на раздела на две среди, характеризиращи се с различни параметри ,  и . Допуска се, че вълна, разпространяваща се във въздуха, среща границата на раздела със земната повърхност. Електромагнитната вълна, разпространяваща се зад границата на раздела във втората среда се нарича пречупена вълна. Електромагнитната вълна, разпространяваща се от границата на раздела в първата среда се нарича отразена вълна.

Направлението на разпространение на радиовълната във всяка среда се дефинира с лъч, перпендикулярен на фронта на вълната. Ъглите между лъчите и нормалата към границата на раздела се наричат ъгъл на падане ₁, ъгъл на отражение ′₁ и ъгъл на пречупване ₂. Допълващите до 90⁰ ъгли ₁ и ′₁ се наричат ъгли на плъзгане.

В случай, че двете среди се характеризират с различни коефициенти на пречупване, т.е. n₂ > n₁, което означава различни фазови скорости на разпространение, т.е. , фронтът на вълната във втората среда се завърта при което ъгъл ₂ е по-малък от ъгъл ₁ (фиг. 1).

В съответствие с принципа на Хюйгенс* всяка точка от границата на раздела е източник на вторична сферична електромагнитна вълна. Като се отчетат различните свойства на средите, дължините на лъчите на електромагнитната вълна в среда 1 - BB′ и среда 2 - AA′ = r са в отношение правопропорционално на фазовите скорости и обратно пропорционално на съответните коефициенти на пречупване n₂ и n₁. От геометричните съотношения на триъгълниците ABB′ и А′АB′ се извежда законът за пречупване на радиовълните

В случай, че първата среда е идеален диелектрик - свободното пространство,  = 0, ₁=1, законът за пречупване в среда с диелектрична проницаемост  може да се запише във вида

Ако двете среди са диелектрици с относителни диелектрични проницаемости ₁ > ₂, ъгълът на пречупване ₂ е по-голям от ъгъла на падане ₁, то при критична стойност на ъгъла на падане ₁ = _1кр, ъгълът на пречупване получава стойност ₂ = 90⁰. Стойността на _1кр се получава от израз (3), т.е.

При ъгъл ₁ > _1кр електромагнитната вълна се отразява от граничната повърхност без да проникне във втората среда.

Допуска се, че от плоска гранична повърхност се отразява плоска вълна. При това ъгълът на падане ₁ е равен на ъгъла на отражение ₁′, респективно ъглите на плъзгане на падащия и отразения лъч са равни, т.е. ₁ = ₁′. Количествена характеристика на отражението е коефициентът на отражение, който се определя като отношение на комплексната амплитуда на отразената вълна към комплексната амплитуда на падащата вълна, т.е.

(7) ,

*Кристиан Хюйгенс (1629 -1695) - нидерландски механик, физик, астроном и математик, създател на вълновата теория на светлината.

където = е модулът на коефициента на отражение; - фазата на коефициента на отражение.

а. При вертикална поляризация комплексният коефициент на отражение, дефиниран с ъгълът на плъзгане  = 90⁰- ₁, се определя от израза
(8) .
- При ъгли на плъзгане  < 1-5⁰ и крайни стойности на проводимостта  и достатъчно къса вълна, т.е. диелектричната проницаемост  е комплексно число, в сила е неравенството , откъдето , т.е. амплитудата на отразената вълна е равна на амплитудата на падащата вълна, а фазовият ъгъл _v = 180⁰ (фиг. 3).

Фиг. 3. Определяне на коефициента на отражение при вертикална поляризация на радиовълната

- При отражение от идеален диелектрик  = 0, т.е. относителната диелектрична проницаемост  е реално число и стойности на ъгъла на плъзгане  < 1-5⁰, отново .

- При ъгъл на плъзгане  = ₀, удовлетворяващ уравнението.
(9)
и когато втората средата е идеален диелектрик,  = 0, комплексният коефициент на отражение е равен на нула, .

-При ъгъл на плъзгане

При отражение от идеално проводяща среда, , за всяка стойност на ъгъла на плъзгане

. Амплитудата на отразената вълна е равна на амплитудата на падащата вълна, , а ъгълът на дефазиране

В случай, че  има крайна стойност и дължината на вълната е малка, винаги се изпълнява неравенството , тогава Г_h= -1(фиг. 4).

- Отражение от идеална проводяща среда.

При проводимост , комплексната диелектрична проницаемост , а комплексният коефициент на отражение Г_h= -1. Вълната се отразява от идеално проводяща повърхност с изменение на фазата на електрическото поле на 180⁰ т.е в идеално проводяща среда радиовълна не се разпространява.

На фиг. 5 са представени направленията на векторите E и H на падащата и отразената вълна на граничната повърхност при отражение от идеално проводяща среда при вертикална и хоризонтална поляризация на полето. Вертикално поляризираната вълна се отразява от идеално проводяща повърхност без изменение на фазата (фиг. 5, б). Хоризонтално поляризираната вълна се отразява от идеално проводяща повърхност с изменение на фазата на електрическото поле на 180⁰ (фиг. 5, а).


а) б)

Фиг. 5. Направленията на векторите E и H на падащата и отразената вълна на граничната повърхност при отражение от идеално проводяща среда при хоризонтална (а) и вертикална поляризация на полето (б).
Фазовите съотношения между векторите на падащата и отразената вълна произтичат от граничните условия в случай на отражение от идеално проводяща среда, E_2=0, тъй като поле в отразяващата среда отсъства. За да се изпълни граничното условие E_1= E_2 е необходимо тангенциалната компонента на вектора електрическа напрегнатост в първата среда на границата на раздела да е равна на нула, т.е E_1 = 0. Тангенциалната компонента на вектора E на границата на раздела е сума от тангенциалните компоненти на падащата и отразената вълна, т.е. Е_1 = Е_пад+E_отр. Като се отчете, че E_1 = 0, може да се запише
(12) Е_пад = - E_отр.
Изразът (12) показва, че при хоризонтална поляризация падащата и отразена вълна са дефазирани на 180⁰.

1.3. Разпространение на плоска вълна над неравна повърхност
От гледна точка на разпространението на радиовълните определянето на степента на неравностите зависи от съотношението между дължината на вълната и височината на неравностите. В диапазона на средните и дългите вълни слабо пресечена местност може да се приеме за гладка повърхност, а в диапазона на УКВ неравности с височини няколко десетки метра, правят местността пресечена. За оценка на степента на неравност се прилага критерият на Релей. Критерият на Релей определя при каква височина на грапавините се нарушава огледалният характер на отражението и настъпва дифузно разсейване.

Допуска се, че плоска вълна се отразява от повърхност с неравности с еднаква височина, равна на средната височина h от всички неравности (фиг. 6).

Във формирането на отразената вълна вземат участие плоскостта на долната граница (плътна линия) и плоскостта на горната граница (пунктирана линия), отстоящи на разстояние h. Вълните, отразени от плоскостта на долната граница изминават допълнителен път r, който се определя от геометричните съотношения на Фиг. 6.

(15) .

Радиовълната която се разпространява в непосредствена близост до земната повърхност и изпитваща нейното въздействие се нарича повърхностна вълна. Допуска се, че сферична радиовълна се разпространява от точков източник C. Известна е стойността на полето във всички точки от вълновия фронт. Необходимо е да се определи интензивността на полето в точка M, достатъчно отдалечена от вълновия фронт (Фиг. 4).Съгласно. принципа на Хюйгенс всяка точка от фронта може да се разглежда като синфазен еквивалентен източник на нова сферична вълна. Сферичният фронт се разделя с вертикални линии, отстоящи на разстояние /2, които формират зони по фронта с еднаква фаза на излъчената електромагнитна вълна. Номерата на зоните се изменят във възходящ ред с нарастване на разстоянието до тях. В пресечните точки на сферичния фронт с вертикалните линии се поместват еквивалентните източници.

(17)

сумарната интензивност получава стойност , т.е. сумарното действие на всички зони на Френел приблизително е равно на действието на половината от първата зона. Областта между антените за радиообмен, обхванати от първите зони на Френел е областта, съществена за разпространението на радиовълните.

Фиг. 5. Определяне на радиуса на първата зона на Френел
Радиусът на първата зона на Френел между две антени, разположени в точка A и точка B, се определя в равнина, перпендикулярна на линията на разпространение на радиовълните AB (Фиг. 5). Построява се фазовият фронт с радиус AC, който удовлетворява условието
(18) AC+BC=AB+/2.
От точка C до линията AB се построява перпендикуляр CM = b₁, който разделя линията AB на две отсечки с дължини l₁ и l₂. Като се отчете, че b₁<< l₁ и b₁<< l₂, от триъгълниците ACM и BCM се определят размерите на радиуса на фазовия фронт AC и разстоянието до първата зона на Френел BC
(19) ;
(20) .
След като се поставят (19) и (20) в израза (18) за радиуса на първата зона на Френел се получава
(21) .

Като се приеме, че AC + BC = AB+N може да изчисли радиусът на N-та зона

Може да се докаже, че първата зона на Френел има максимален радиус в случай, че l₁ = l₂ при зададено разстояние между антените l₁ + l₂ = const. От израза (21) следва, че радиусът на първата зона се определя от произведението l₁. l₂, което представлява площ на правоъгълник, който има максимална площ при l₁ = l₂. Геометричното място на точки, за което се удовлетворява условието AC + BC =AB+N е елипса. Областта, съществена за разпространението на радиовълните е ротационен елипсоид. Ако тази област е разположена над препятствията, може да се приеме, че радиовълната се разпространява в свободното пространство.

Лъчевата теория на Снелиус на разпространение на електромагнитните вълни е справедлива при падане на плоска вълна върху безкрайна граница, разделящи две разнородни полупространства. В случай, че относителните размери на обектите са значително по-малки от дължината на вълната, концепцията на геометричната оптика е неприложима. За оценка на електромагнитните процеси се прилагат принципите на вълновата оптика и се дефинира понятието дифракция. При взаимодействие на плоска електромагнитна вълна с обект с крайни размери възникват два типа електромагнитни полета на неплоски вълни - вътрешно поле на дифракция в границите на обекта и външно поле на дифракция. Същността на вълновия процес при дифракция се състои в това, че обектът, възбуждащ се под въздействие падащата електромагнитната вълна е излъчвател на допълнително вълново поле. Задачата на дифракцията се състои в определяне на вътрешното и външното поле на дифракция при зададена падаща вълна. Дифракцията може да се обясни с принципа на Хюйгенс. Ако при разпространението на вълната съществува препятствие, съгласно принципа на Хюгенс полето в точката на приемане се определя от вторичните вълни, излъчени от незакритите от препятствието зони на Френел, разположени на фронта на електромагнитната вълна. Дифракцията е толкова по-изразена, колкото дължината на вълната  на въздействащата вълна е по-голяма в сравнение с линейните размери на препятствието, която тя среща при своето разпространение. Това се обяснява с факта, че с увеличаване на дължината на вълната се намаляват загубите на електромагнитна енергия в средата, върху която попадат радиовълните и се усилва разсейването им в първата среда. Дифракцията е най-силно изразена при средни и дълги електромагнитни вълни. Разпространението на повърхностната вълна може да се разглежда като дифракция на радиовълните около земната повърхност.

Интерес представлява случая на вертикално поляризирана вълна над плоска полупроводяща повърхност на Земята. Над земната повърхност се дефинира електрическа компонента E_1 и магнитна компонента H_1. Под земната повърхност са разположени електрическата компонента E_2 и магнитната компонента H_2. Вълната излъчена от антена, разположена непосредствено на повърхността на Земята, се характеризира с вектор електрическа напрегнатост E_n1 и вектор магнитна напрегнатост H_1. Мощността на разпространение на вълната в свободното пространство се определя с вектора на Пойнтинг _=[E_n1.H_1]. Електрическата компонента E_2 съвместно с тангенциалната магнитна компонента H_2 формира вертикално ориентиран към земната повърхност вектор на мощността на Пойнтинг _n= [E_2. H_2]. Геометричната сума на векторите на Пойнтинг _n и _ определят резултантния вектор  = _n + _ на разпространение, ориентиран към Земята. Резултантният вектор на електрическата напрегнатост се определя от израза E₁ = E_n1+ E_1. Наклонът на фронта на повърхностната вълна е толкова по-голям, колкото са по-големи загубите на енергията в Земята.

Тангенциалната компонента на вектора E на повърхностната вълна, излъчена от вертикална антена, може да се приеме над лошо проводяща повърхност с помощта на хоризонтална антена, разположена по направление на разпространение на вълната. Вълната, която се разпространява под земната повърхност има компоненти Е_2 = Е_1 и H_2 = H_1. Нормалната компонента на полето на тази вълна практически е равна на нула, тъй като под земната повърхност векторът на Пойнтинг е насочен перпендикулярно на граничната повърхност. Под земната повърхност и под водата радиообмена следва да се извършва с хоризонтална антена.


Фиг. 6. Векторите на полето при разпространение в близост до плоска полупроводяща повърхност:

E₁= E_n1+ E_1.
В реални условия радиовълните се разпространяват над земна повърхност с различни електрически параметри. При разпространение на вълната на разстояние r₁ над суша с параметри ₁ и ₁ и на разстояние r₂ над море с параметри ₂ и ₂=, напрегнатостта на полето след бреговата линия вместо да продължава да затихва, увеличава своята стойност на определено разстояние, след което намалява по експоненциален закон, но е с по висока интензивност.



Фиг. 7. Брегова рефракция
При разпространение на радиовълните над бреговата ивица от морето към сушата или обратно се наблюдава изкривяване на посоката на разпространение. Това явление се нарича брегова рефракция. Допуска се, че радиообменът се извършва между точката А (разположена в морето) и точката B (разположена на сушата). При отсъствие на брегова рефракция радиовълната е със сферичен фронт с радиус r и посока на разпространение, съвпадаща с нормалата n. Равнофазната линия е дъга от окръжност с център в точка A. При пресичане на бреговата линия от разпространяващата се вълна симетрията относно точка A се нарушава и равнофазната линия заема друго положение (пунктирана линия) (Фиг. 7). Нормалата m към новата равнофазна линия определя действителната посока на разпространение на радиовълните. Ъгълът между двете нормали, представлява грешката в засичането, обусловена от бреговата рефракция.
3. РАЗПРОСТРАНЕНИЕ НА РАДИОВЪЛНИТЕ В ЙОНОСФЕРАТА
3.1. Обща характеристика

Разпространението на радиовълните в свободното пространство е в пряка зависимост от компонентите на земната атмосферата: тропосфера, стратосфера и йоносфера. Тропосферата обхваща височини до 7-10 km (в полярните области) и до 16-18 km (над екватора). Стратосферата се разполага на височини до 50-60 km. В тропосферния и стратосферния слой отсъства йонизация и влиянието е само върху разпространението на ултракъсите вълни с дължина на вълната до 10 m. Атмосферният слой над 60 km е в йонизирано състояние и се нарича йоносфера. Йоносферният слой осигурява разпространение на радиовълните около земната повърхност при еднократно отражение на разстояние до 2000 - 4000 km, а при многократно отражение от йоносферата и земната повърхност - в пределите на Земята.

Електромагнитно излъчване и поток от заредени високоскоростни частици (протони и електрони) на Слънцето са основни фактори за йонизация на атмосферата. Степента на йонизацията на атмосферата се характеризира с електронна концентрация, дефинирана чрез количеството свободни електрони на единица обем. Най-висока електронна концентрация се наблюдава на височини 250-400 km.

При преминаване на плоска хармонична радиовълна през йоносферата тя въздейства на свободните заряди със сила на Лоренц, определяща се с израза:
(23) F = e.E
където e = 1.6.10 ^-19 [C] е зарядът на частицата, Е - напрегнатостта на електрическото поле на радиовълната.

Тази сила предизвиква хармонични трептения на свободните електрони и йони в атмосферата, т.е. протича електронен ток. При отсъствие на взаимни стълкновения между електроните, йоните и молекулите, йоносферата може да се разглежда като идеален диелектрик (диелектричната проницаемост е реална величина), т.е. тя не поглъща енергията на радиовълните. Диелектричната проницаемост на йоносферата е по-малка от диелектричната проницаемост на свободното пространство. Фазовата скорост на радиовълната в йоносферата е по-голяма от скоростта на светлината в свободното пространство:

където N е електронната концентрация [e/m³], f е честота на трептенията в [kHz].

Колкото е по-голяма концентрацията N на зарядите, толкова е по-голям електронният ток, т.е. толкова по-силно се отличава йоносферата от свободното пространство. Колкото е по-голяма честотата f, толкова е по-малка скоростта на колебателното движение на електрона, т.е. по-малък е електронният ток. Фазовата скорост на радиовълната в йоносферата е по-голяма от скоростта на свободното пространство, т.е. v_фи > c, което означава по-бързо изменение на фазата на радиовълната при разпространение в йоносферата, отколкото в свободното пространство. Енергията на радиовълната се разпространява с групова скорост.
(26) v_гр = cn_и.
Като се отчете, че n < 1, v_гр е по-малка от скоростта в свободното пространство c. Зависимостта на електронната концентрация от височината води до изменение на диелектричната проницаемост на йоносферата с промяна на височината. Това води до изкривяване на траекторията на радиовълните в йоносферата - йоносферна рефракция. При наличие на взаимни стълкновения между заредените частици и молекули се появяват допълнителни сили, действуващи на електроните. В резултат на това диелектричната проницаемост се получава комплексна, а йоносферата се дефинира с проводимост, която се променя с изменение на височината на йонизирания слой.


3.3. Влияние на магнитното поле на земята върху разпространение на радиовълните в йоносферата
Магнитното поле на Земята в съответствие със силата на Лоренц влияе върху електронния ток на йоносферата, т.е. на разпространението на радиовълните. Интерес представлява случая, когато векторът Е на радиовълната е перпендикулярен на вектора на напрегнатост на H₀ на постоянното магнитно поле на Земята (Фиг. 8). Силата на Лоренц се дефинира с израза
(27) F_m= e. [v_еH₀],
където v_е е скоростта на движение на електрона;  - магнитната проницаемост на средата.

Направлението на вектора скорост на електрона съвпада с оста - z. Направлението на постоянното магнитно поле е по оста y. Силата на Лоренц е перпендикулярна на равнината на вектора скорост и вектора магнитна напрегнатост.

В случай, че векторът Е на радиовълната е разположен паралелно на силовите линии на геомагнитното поле, векторът скорост на електрона е колиниарен на вектора H₀. В този случай силата на Лоренц е равна на нула.

Допуска се, че плоска радиовълна, падаща на границата на йоносферата под ъгъл ₀ се пречупва. Йоносферата е с плоски граници (Фиг. 10). Електронната концентрация N нараства с височината h, получава максимум при h_max , след което започва да пада.

От (28) следва, че траекторията на радиолъча в йоносферата се характеризира с израза

В областта под слоя с височина h_max електронната концентрация с височината се увеличава, а коефициентът на пречупване на йоносферата n_и се намалява в съответствие с израза (25). Траекторията на лъчите има вида, изобразен на фиг. 10, а, б.

От израза (31) следва, че при нарастване на ъгъла ₀ за отразяване на вълна с определена честота се изисква по-малка електронна концентрация N_отр. При големи ъгли ₀ фронтът на вълната в йоносферата се завърта на по-малък ъгъл  за да се извърши отражение (фиг. 12, а). По-малък ъгъл на завъртане на фронта  се постига при по-малка пречупваща способност на йоносферата.

От израза (31) се вижда, че колкото е по-ниска честота  на радиовълната, отражението се извършва при по-ниска електронна концентрация N и по-големи стойности на ъгъла ₀.

В случай, че вълната пада нормално на границата на йоносферата ъгълът ₀ = 0 и условие (31) се записва във вида
(32) n₀ sin₀ = 0 = [1-(N_отр е²/₀ m ₀²)]^1/2,
откъдето
(33) ₀ = [ N_отр е²/₀ m] ^1/2.
Като се отчете, че величината 1-(N_отр е²/₀ m ₀²) е относителната диелектрична проницаемост в областта на отражение, от (32) следва, че вълната при вертикално падане се отразява от участък на йоносферата, където относителната диелектрична проницаемост е равна на нула. Ако честотата ₀ при вертикално падане на вълната на йоносферата е известна, от (31) може да се определи честотата  на радиовълната, отразяваща се от тази височина, но при наклонено падане. От (33) се определя
(34) N_отр=₀²₀ m/ е².
Изразът (33) се постави в (31), при което се получава
(35) sin₀ = [1-₀²/²]^1/2,
откъдето
(36)  = ₀ / cos₀ = ₀ sec₀.
Формула (36) дефинира закона на отражение на секанса.

3.5. Строеж на йоносферата
Изследванията на йоносферата показват, че на различни височини съществуват няколко области (слоеве), от които се отразяват радиовълните. С нарастването на честотата за отразяване на вълните се изисква по-голяма електронна концентрация. Височината на отражение нараства. Максималната честота на вълната, отразяваща се от даден слой на йоносферата при вертикално сондиране, се нарича критическа честота на слоя. С приближаването на честотата към критическата ефективната височина на отражение рязко се увеличава. При честоти, близки до критическите лъчите преминават през слоеве на йоносферата с нулева диелектрична проницаемост, където груповата скорост е малка, а закъснението на радиоимпулса е голямо.

В йоносферата се наблюдава един главен максимум на електронната концентрация, под който в някои области се наблюдават не рязко изразени максимуми. Областите, в които електронната концентрация се характеризира с максимум, съвпадат със слоевете, от които се отразяват радиовълните.

В слоя F се наблюдава главният максимум на електронната концентрация на йоносферата. През зимата ефективната височина на максимума на електронната концентрация на слоя се изменя от 220-240 km (през деня) до 300-330 km (през нощта). Максималната електронна концентрация достига максимум след пладне и минимум – сутринта. През лятото слоят F се разцепва на два слоя F₁ и F₂. Електронната концентрация на F₁ следва височината на Слънцето, достига максимум в средата на деня. През нощта слоят F₁ съвпада със слоя F_2.. Електронната концентрация на слоя F₂ в течение на денонощието през лятото се изменя не рязко, достига максимум два часа след местния полуден. През лятото в слоя F₂ максималната електронна концентрация през деня е по-малка от максималната зимна електронна концентрация. Слоят F се характеризира с непостоянство на своите параметри. Особеност на слоя F е зависимостта на неговите свойства от географската дължина на разглежданата област. Тази особеност е свързана с влиянието на магнитното поле на Земята, величината на което зависи от географската дължина.

Освен регулярните изменения на състоянието на йоносферата, свързани с позицията на Земята относно Слънцето съществуват регулярни изменения в йоносферата, които се обуславят от 11 - годишната цикличност на активността на слънчевите петна. Областта, обкръжаваща петното е източник на интензивно корпускулярно и ултравиолетово излъчване, което се изменя в съответствие с броя на слънчевите петна. Следователно степента на йонизация на йоносферата, особено в слоя F силно зависи от активността на Слънцето. В годините на максимум на слънчевата активност критическата честота на слоя F нараства 2-3 пъти в сравнение с годините на минимална активност.

Особен интерес за разпространението на радиовълните имат нерегулярните процеси на йонизация (йоносферните бури) в йоносферата, които имат корпускулярен произход. При попадане в горните слоеве на атмосферата, корпускулярните потоци, завихрени от магнитното поле на Земята, нарушават нормалния строеж на слоя F. Отражението от слоя F се извършва дифузно. Критическата честота на слоя се намалява, а неговата ефективна височина нараства. Това обуславя използването на по-ниски честоти при радиообмен. В полярните географски широчини корпускулярните потоци повишават йонизацията на слоя D, което води до рязко нарастване на поглъщането на радиовълните и в редица случаи предизвиква пълно пропадане на сигналите при взаимодействие с атмосферата.

Мощното корпускулярно движение води до изменение на магнитното поле на Земята, т.е. йоносферните въздействия се съпровождат с магнитни бури - рязко изменение на геомагнитното поле. В горните географски широчини преди йонизационните въздействия и по време на тяхното развитие възникват полярни сияния - светене на йонизирания от корпускулите атмосферен газ. Йоносферните въздействия възникват в годините на максимална слънчева активност. Продължителността на йонизационните въздействия от няколко часа до денонощия, като периодът на повторение е 27 денонощия (периодът на въртене на Слънцето около своята ос).

Мощни рентгенови излъчвания на Слънцето предизвикват йоносферни въздействия в слоевете D и E, които водят до нарастване на поглъщането на късите вълни. Внезапното увеличаване на поглъщането продължава от няколко минути до няколко часа и възниква на осветената част на Земята. Слънчевата активност не влияе на разпространението на дългите вълни, тъй като те се отразяват от най-ниските слоеве на атмосферата.