Inverkan på radiosamband av kärnladdningsexplosioner på hög höjd

HEDDELANDE FRAN

UPPSALA JONOSFAROBSERVATORIUM

SEKTION AV FÖRSVARETS FORSKNINGSANSTALT, STOCKHOLM

Section of Research Institute of National Defence, Stockholm, Sweden

Inverkan på radiosamband

av kärnladdningsexplosioner på hög höjd

Lars Ladell

FOA 3 RAPPORT A 375**-A3 Februari 1972

REPOBT 21 MEDDELANDE 21

Avdelning 3 A 3T5^-A3 10U 50 Stockholm 80 Februari 1972

INVERKAN PÅ RADIOSAMBAND AV KÄRNLADDNINGSEXPLOSIONER PÅ HÖG HÖJD Lars Ladell

Sammanfattning

Experiment med kärnvapenprov i jonosfären har rapporterats ge upp- hov till anomal radiovågutbredning som kan vara under flera dagar.

Speciellt kraftiga har störningarna på kortvåg visat sig vara med sambandsavbrott under längre eller kortare tid. Rapporten visar hur radiosamband inom kort- och långvåg påverkas av en kärnladd- r.ingsexplosion på hög höjd. Två fall behandlas i rapporten, näm- ligen effekterna av en kärnladdningsexplosion med styrkan 1 Mt på en höjd av 1+00 km dels under dag och dels under natt.

På kortvåg erhålls sambandsavbrott under cirka 2 timmar vid 11 MHz under dag och 5 timmar vid 2 MHz under natt. Om kärnladdningens styrka eller explosionshöjden ändras erhålls radiotystnad under längre eller kortare tid, men ändå tillräckligt länge för att all- varligt störa nödvändiga radiosamband. På långvåg har fältstyrkan hos jonosfärvågen en tendens att minska i samband med en kärnladd- ningsexplosion varför störningarna minskar på system baserade på markvåg, t ex langvagsnavigeringssystem.

Ämnesord: Jonosfärmodell, jonosfärvåg, kortvåg, kärnladdnings- explosion, långvåg, systemförlust, vågutbredning.

Uppdragsnummer; A3 7^

Sändlista: Fst, FMV-A, FMV-M, FMV-F, FRA, StabSbS, CTH, KTH, Tvt, FortF, FOA P, FOA 2, FOA h

FOA 3: 300, 3^5, 3^6, 3^7, 3U8, 380,

INNEHÅLL ^{S i d a} Sammanfattning 1 Inlednirg 5 Elektrontäthet efter kärnladdningsexplosion på hög höjd 7 Kontinuitetsekvationen och dess parametrar T Resulterande elektrontäthet 1U Jonisationsdynamik orsakad av vindar och elektriska fält 18 Systemförluster vid kortvågssamband 20 Störningar på navigationssystem inom långvåg 30 Diskussion 38 Litteratur U3

Manuskript mottaget 1972.02.11

Electronics Department A 375^~A3 S-lOU 50 Stockholm 80, Sweden February 1972

THE INFLUENCE OF HIGH ALTITUDE NUCLEAR EXPLOSIONS ON RADIO COMMUNICATIONS

Lars Lade11 Summary

Experiments with nuclear explosions in the ionosphere are known to cause anomalous propagation effects for several days. Short- wave communications are particularly affected with black-out for

longer or shorter times. The purpose of this report is to show quantitatively how shortwave and long wave radio propagation are affected by a high altitude nuclear explosion. Two 1 Mt nuclear explcsions at a height of UOO km are assumed, one during day and the other during night.

At shortwave radio communications there will be black-out for about 2 hours at 11 MHz during day and 5 hours at 2 MHz during night. Even if the explosion yield or the explosion height is

changed there will be a shortwave black-out for some time, enought to seriously disturb important radio communications. At long wave propagation there is a tendency that the ionospheric wave will decrease after the explosion. Systems based on the ground wave, e.g. LF-naviga.tion aids, will thus be less affected.

Key words: Ionospheric model, ionospheric wave, long wave, nuclear explosion, shortwave, system loss, wave propagation.

CONTENTS Page Summary 3 Introduction 5 Electron density after a high altitude nuclear burst 7 The continuity equation and its parameters 7 Resulting electron density 1U lonization dynamics caused "by winds and electric fields 18 Shortwave system loss 20 Distrubances on long wave navigation aids 30 Discussion 38 References 1+3

Ett flertal civila och militära organisationsenheter är "beroende av pålitliga radiosamband. Inom lång-, mellan- och kortvågsbanden beror sambandets kvalitet i stor utsträckning på jonisationsgra- den i den övre atmosfären. De stater som förfogar över kärnladd- ningar har studerat möjligheten att störa jonosfären och därmed också olika radiosambanc. Man har också utfört experiment med kärnladdningar avsedda att radikalt ändra jonosfärens utseende

(Glasstone 1962 och Michaels 1968}. Ändringarna har varit så

kraftiga att all kortvågstrafik inom ett begränsat område upphört under flera timmar. Mot denna bakgrund är det av intresse att kvantitativt, studera de följder som en kärnladdningsexplosion på hög höjd får på olika radiosamband i Sverige.

Vid en kärnladdningsexplosion på hög höjd (>30 km)» fissions- eller fusionstyp, emitteras joniserande strålning. Denna kan sche- matiskt delas upp enligt följande (Hill 196U):

A.Initialstrålning.

1. ystrålning med jonisation huvudsakligen i höjdområdet 20 - 50 km.

2. Röntgenstrålning som ger kraftig jonisation i området 70 - 120 km.

3. 3-strålning från sönderfallande neutroner. Den långa halveringstiden, cirka 13 minuter, medför att den kan

försummas.

B.Fördröjd strålning.

1. y-strålning från sönderfallsprodukterna joniserar i området 20 - 50 km.

2. 8-strålning från 3Önderfallsprodukterna ger betydelse- full jonisation i området 50 - 100 km.

3. Bromsstrålning från uppbromsande B-partiklar ger joni- sation huvudsakligen i höjdområdet 50 - 70 km (Aikin och Maier 1963).

Initialstrålningen orsakar en alektrontäthet i den lägre jonosfä- ren som grovt räknat är en million gånger den naturliga. Denna intensiva strålning är mycket kortvarig och elektrontätheten av- tar snabbt genom olika rekombinaticnsprocesser. Redan efter cirka 5 minuter bestämmer i stället den fördröjda strålningen från sön- derfallsprodukterna jonisationens storlek. Denna strålning av-

- 1 2

tar relativt långsamt, ungefär som t ' , och en för radiosamband betydande extrajonisation finns kvar under flera dagar.

Denna rapport behandlar de störningar som två fall av kärnladd- ningsexplosioner på hög höjd medför på radiosamband inom kort- och långvågsområdena. Kärnladdningen antas ha en energi motsva- rande 1 Mt trotyl och explosionen sker på en höjd av UOO km över Sverige dels under dag och dels under natt.

Inom kortvågsbancet har intresset koncentrerats till området 2 - 1 1 MHz beroende på att jonosfären normalt, dvs utan mänsklig påverkan, antas reflektera högst 11 MHz under dagen och 3 MHz under natten vid vertikalt infall. Värdena 11 och 3 MHz är inte typiska utan representerar situationen en viss bestämd dag. Av- ståndet mellan sändare och mottagare har begränsats till maximalt 600 km. Beräkningar har utförts för tider från 5 minuter och upp till k dygn efter kärnladdningsexplosionen. Under de första 5 minuterna får man räkna med att all kortvågstrafik via jonosfären under explosionspunkten avbryts.

Långvåg har sitt intresse bl a genom de Decca navigerings.vedjor som täcker Sverige. De arbetar med frekvenser mellan TO ocn 130 kHz på avstånd upp till cirka 200 km. Systemet, som baserar sig på fasjämförelse, utnyttjar endast markvågen. I de fall då

jonosfärvågen blir av samma storleksordning som markvågeu eller större erhålls en allvarligt störande interferens. Tider mellan 5 minuter och 1 månad efter explosionen behandlas. Avståndet sän- dare - mottagare har antagis vara upp till 600 km vid beräkningarna.

KONTINUITETSEKVATIONEN OCH DESS PATvAMETRAR

For att kunna "beräkna hur elektrontätheten varierar efter en kärnladdningsexplosion på hög höjd fordras ingående kunskap om hur den joniserande strålningen vaxelverkar med den redan svagt joniserade atmosfären. Figur 1 visar ett blockschema över de processer som leder til3 produktion och neutralisation av ladd- ning i jonosfären (LeLevier oc: Branscomb 1968).

JON- PROOUKTION

1

01 iOClATIV Rt KOMBINATION

Figur 1. Jonisatic:schema för jonosfären.

Med hjälp av detta schema kan kontinuitetsekvationen för elektro- ner och negativa joner skrivas på följande sätt (Turco och

Sechrist 1970)

~ = q + T

dt * v i T

- N B..n. - N I Y.N.,

ij j i

(1)

= N

B. .n. - J p.N? - J

. i j j t i 1 \ \ 1 J

(2)

där q = jonproduktionen;

p. = de olika detachment-koefficienterna, a"> skilj ni ngs • koefficienterna,

$.. = de olika attachment-koefficienterna, anlfgrings- koefficienterna;

8

NTI

N N+

N"

n.

= de olika jon-elektron-rekombinationskoefficienterna, dissociativa rekombinationskoefficienterna;

= de olika jon-jon-rekombinationskoefficienterna, neutralisationskoefficienterna;

= de olika positiva jonernas täthet;

= de olika negativa jonernas täthet;

= elektrontäthet;

= total positiv jontäthet;

= total negativ jontäthet;

= de olika neutrala beståndsdelarnas täthet.

De negativa jonernas täthet anges ofta relativt elektrontätheten enligt

\ = N~/N. (3)

Ekvationerna (i), (2) och (3) kan kombineras till följande väl- kända form på kontinuitetsekvationen

med

=(1 • (5)

där a eff a.

ai

den effektiva rekombinationskoefficienten;

den effektiva dissociativa rekombinationskoeffi- cientenj

den effektiva neutralisationskoefficienten.

Under antagande av laddningsjämvikt erhålls

(6)

N i

a. N⁺N

£. ,N.N.

1J i J

(T)

terna Y- och c.. och dessutom tätheten av varje jonslag. För när varande är dessa kunskaper alltför bristfälliga för att bilda underlag för tillförlitliga beräkningar. Beräkningarna i förelig gande rapport baseras därför på experimentella värden på a _„.

Stationärt erhålls ur ekvation (U)

Denna relation mellan jonproduktion och elektrontäthet gör det möjligt att experimentellt bestämma en effektiv rekombinations- koefficient. I praktiken mäter ma:i den joniserande strålningen

och elektrontätheten med hjälp av instrument som skjuts upp med sondraketer och beräknar sedan den av strålningen orsakade jon- produktionen (Derblom et al. 1971, Ladell och Derblom 1972). Som

framgår av ekvation (5) är a _„ i praktiken tidberoende. Dessutom joniserar olika strålning olika beståndsdelar i den neutrala

atmosfären vilket gör rekombinationen beroende av störningens art. Närmare analys visar dock att tidvariationei- är måttlig utom nattetid vid mycket kraftiga storrängar. Samma argument gäller också halten negativa joner, dvs parametern A. I de följande be- räkningarna har a „,, och X antagits konstanta i tiden eftersom det för närvarande saknas underlag för mer detaljerade modeller

(Crain 1961, LeLevier och Branscomb 1968).

Figur 2 visar hur a -» och X varierar med höjden under dag och natt. Dessa kurvor utgör vägda medelvärden från en stor mängd publicerade arbeten (Ladell och Derblom 1972). Koefficienten a ^ff har extrapolerats mot lägre höjd genom utnyttjande av det faktum att den kosmiska strålningens jonisation dominerar på låg höjd vid lugna förhållanden. Med kosmisk jonproduktion och ostörd elektrontäthet enligt figurerna 6 och 7 erhålls a _f enligt ekva- tion (8). Som synes sammanfaller dag- och nattvärdena hos a „„

över 100 km höjd. Under 70 km ändras den effektiva rekombinations-

10

F Ö R H A L L A N O E T M E L L A N N E G A T I V A J O N E R O C H E L E K T R O N E R ( A ) 10

140

120

— 100 E

JC

£2 - 1 O X

BO

60

XG - 3

-

_

-

-

io-2

i v,

y

IO-1

1

\

\

\

1

10°

1

1

101

1

— — —

1

102

X

NATT

\

N^ ——.

\

\

I

10

-

-

...

-

-

-

* • —

10 10^{- 7} 10 10' 10' 10" 10^1-2

EFFEKTIV REKOMBINATIONSKOEFFICIENT ( « , f f ) cm3

Figur 2. Höjdvariationen hos dels den effektiva re- kombinationskoefficienten, dels förhållandet mellan negativa joner och elektroner.

koefficienten hastigt mot stora värden. Rekombinationen under natt är alltid större än under dag liksom även förhållandet ne- gativa joner - elektroner. Den intressanta höjden där X = 1, dvs den höjd där den negativa jontätheten är lika stor som elektron- tätheten, inträffar vid 82 km under natt och vid 73 km under dag.

För beräkning av den resulterande elektrontätheten vid artificiell störning fordras att den ostörda jonosfärens elektrontäthet är känd. I denna rapport har D-områdets elektrontäthet för dag häm- tats från raketmätningar utförda av Mechtly och Smith (1968) och

för natt från mätningar av Smith (1970). Nattens E-skikt har del- vis fått sitt utseende från mätningar med jonosond utförda av

Wakai (1967). Elektrontäthetens utseende i D- och E-området av jonosfären under ostörda förhållanden framgår av figurerna 6 och 7. För att 'bestämma F-skiktets utseende kan inan lär»rpligen utgå

från de jonogram som regelbundet registreras vid olika jonosfär- observatorier. Som typiska jonogram för mellersta Sverige har valts två tillfällen i mars 1969 från Uppsala. Dessa båda jonc- gram visas i figur 3. Dagjonogrammet uppvisar en kritisk frekvens för F-skiktet på 11 MHz och för E-skiktet på 3,0 MHz. Motsvarande värden på natten är 3,0 och 0,5 MHz. Om man approximerar elektron- tätheten i närheten av F-skiktets maximum med ett paraboliskt

skikt så kan jonogrammet relativt enkelt överföras till elektron- täthet (Davies 1965, sid 13U). De så erhållna elektrontäthets- profilerna för F-skiktet under lugna förhållanden framgår av fi-

gur 8.

0A8« UPPSALA 22 MARS 19M KL 15.00

0 -

v*

i?

I

s 1 ^fl

^t-

4

I *"

, mm m

3 4 S MHz

NATT* UPPSALA 11 MARS 19f» KL 03.00

10 MMi

Figur 3.

Jonogram från den lugna jonosfären.

Det bör påpekas att elektrontätheten varierar från dag till dag, med årstiden och med solfläckscykeln (11-årsvariation). De två

fallen, dag och natt, som behandlas här utgör därför bara två möjliga exempel.

Jonproduktionen orsakad av stoftresterna från en kärnladdnings- explosion på hög höjd kan beräknas enligt den metod som Crain

(196M anger, dvs

12

"»

där q = jcnproduktionen från det radioaktiva stoftmolnet, cm s ;

W = laddningsstyrka, Mt;

R = stoftmolnets radie, km, se figur 5i t = tid efter explosion, s;

Q = normaliserad jonproduktion, se figur k.

Kvadratberoendet på radien förklaras av att sönderfalIsproduk- terna sprids (antas homogent) över en cirkulär yta och 6-partik- larna böjs av längs magnetfältet varför jonproduktionen blir pro- portionell mot sönderfallsprodukternas yttäthet. Tidberoendet

— 1 2

t * känns igen från avtagandet hos fissionsprodukternas aktivi- tet (Glasstone 1962).

Den normaliserade jonproduktionen Q visas i figur h (Crain 196U).

Som framgår av figuren har Q, och därmed även q., ett maximum på 66 km höjd. Över 55 km höjd dominerar 0-strålningen och under U5 km y-strålningen helt som jonisationskälla.

Sönderfallsprodukterna bildar ett moln som faller nedåt samtidigt som det expanderar approximativt cirkulärt. I figur 5 har några expansionsförlopp åskådliggjorts. Hill (19-6U) delar upp explo- sionshöjderna i två grupper: 16 - 60 km och 60 - 120 km vilkas radier framgår av figuren. Eftersom föreliggande arbete behandlar en explosion på ^00 km höjd så kan radien tänkas bli något större än vad Hill anger för 60 - 120 km. Crain (I96U) anger som exempel en radie på 5000 km efter 2\ timmar. I de följande beräkningarna antas en radie enligt den heldragna linjen i figur 5 vilket inne- bär 1000 km radie efter 6 minuter (ungefär avståndet Stockholm - Prag), 2000 km efter 20 minuter (Stockholm - Rom) och 5000 km efter 2k timmar (ungefär avståndet från Nordkap till södra Sinai- halvön ).

uo

120

-J00 E

Q O

X 80

60

0 ENLIGT CRAIN 1964

" PARTIKLAR ^^"

10"3 10"2 10"' 10u

N O R M A L I S E R A D JONPRODUKTION ( Q )

Figur k. Den normaliserade jonproduktionens hojdvariation.

10*

10'

~T r

1 Mt

AKTUELL BERÄKNING HILL 1964

O CRAIN 1964

_L

0.1 1 10

TID EFTER EXPLOSION (TIMMAR )

•00

Figur 5. Tidvariationen hos stoftmolnets radie.

Med hjälp av elektronernas konxinuitetsekvation, ekvation (U), kan nu elektrontäthetens tidvariation efter en hödhöjdsexplosion beräknas. Det bör dock poängteras att alla jonosfärparametrar har antagits konstanta oberoende av störningsgraden. Detta är endast en approximation i brist på bättre kunskap.

Betrakta åter kontinuitetsekvationen för elektroner

och inför

q = q + q , (11) där

och

N

så erhålls

J - ^ f - = N

2 - N

. (110

aeff d t ° 6

Här är således N och q den ostörda jonosfärens elektrontäthet respektive jonproduktion medan N representerar elektrontätheten

P

orsakad endast av sönderfallsprodukterna och som därför varierar med tiden. En enkel och snabbt konvergerande lösning erhålls genom studium av ekvation (1^) kväsistationärt. Låt först vänsterledet vara noll varvid erhålls

N² c* N² + N² (15)

o p

Denna beräkning görs för två näraliggande tider. Genom att sedan bilda differensen fås ett värde på derivatan och således vänster-

ledet i ekvation ('\h). Förfarandet upprepas nu med utnyttjande av det just "beräknade värdet på vänsterledet. När så skillnaden i

resulterande elektrontäthet mellan två på varandra följande be- räkningar är liten, exempelvis mindre än 1 ^, kan beräkningen an- ses ha konvergerat. Det visar sig att två beräkningar räcker i de flesta av de fall som behandlas i denna rapport.

Vid en kärnladdningsexplosion har man ytterligare en effekt att ta hänsyn till förutom sönderfallsprodukternas strålning, nämli- gen initialstrålningen, med en varaktighet av endast någon bråk- dels mikrosekund. Denna omedelbara jonisation orsakas av y- och röntgenstrålning. Den saknar nästan helt betydelse i jämförelse med den fördröjda strålningen från stoftmolnet med de radioakti- va fissionsprodukterna redan efter cirka 5 minuter. Eftersom vårt intresse i denna rapport omfattar tider från 5 minuter och framåt har initialstrålningen försummats (Hill 19-6U och Witalis 1970).

Elektrontäthetens utveckling under dagtid framgår av figur 6 som visar den lägre jonosfären. Efter 0,1 timmar, dvs 6 minuter, når

5 3

elektrontätheten upp till cirka 2*10 elektroner/cm , eller en kritisk frekvens på k MHz, vid 80 km höjd. Över 120 km höjd på- verkas inte elektrontätheten nämnvärt under dagtid. Ännu efter

100 timmar, drygt k dygn, finns en jonisation kvar som påverkar D-områdets nedre del med cirka en faktor 3. Elektrontäthetens maximum överensstämmer inte med maximum i jonproduktion enligt

figur h och detta beror på att den effektiva rekombinationskoeffi- cienten ändras kraftigt i detta höjdområde.

Vid explosion under natten får elektrontätheten ett helt annat ut- seende beroende på att dels den ostörda jonosfärens täthet är be- tydligt lägre, dels rekombinationskoefficienten är större. Figur T visar resultatet av denna beräkning. Efter 0,1 timmar är elektron-

5 3

tätheten maximalt drygt 1Cr elektroner/cm , kritisk frekvens 3 MHz, vid 90 km höjd. Den ostörda nattens karakteristiska elektrontät- hetsprofil med en kraftig gradient vid 88 km höjd visar sig först efter cirka 100 timmar.

16

o no

130

120

110

100

90

10

70

60

u

1 1 1 1 1 1 r 1 1 T T 1 I 1

DAG

-

j

/ 1 1

r

OSTÖRD JONOSFÄR^IOOO yHOO / o /* A A.i

— i — i —

)

1

-

[

AA TIMMAR / E F T E R EXPLOSION

-

1 1

10° 101 101 101

ELEKTRONTÄTHET (cm1)

10* 10' 10*

Figur 6. Den lägre jonosfärens elektrontäthet efter kärnladdnings- exp]osion under dag. Explosionshojd ^00 km, styrka 1 Mt.

1 TIMMAR EFTER EXPLOSION

50

10 10 10' 10J

ELEKTRONTATHET lem'1)

10' 10*

Figur 7» Den lägre jonosfärens elektrontäthet efter kärnladdnings- explosion under natt. Explosionshojd U00 km, styrka 1 Mt.

350

300

250

!°200

150

100

£100/

£ 0 3 TIMMAR 0.1

10' ELEKTRONTÄTHET (cm"3)

Figur 8. F-områdets elektrontäthet efter kärnladdningsexplosion, Explosionshöjd UOO km, styrka 1 Mt.

Figur 8 visar utvecklingen i F-området. Under dagtid påverkar inte strålningen från sönderfallsprodukterna F-områdets elektrontäthet i märkbar omfattning. På natten däremot fylls dalen mellan E- och F-skikten upp på liknande sätt som vid en vanlig geomagnetisk stör- ning, exempelvis norrsken (Wakai 1967).

De parametrar som ingår i beräkningen av elektrontäthetens tid- variation är relativt säkert kända över 80 km höjd varför resul- taten enligt figurerna 6, 7 och 8 får betraktas som realistiska över denna höjd. På låg höjd, mellan 50 och 70 km, råder däremot stor osäkerhet. Det är experimentellt svårt att bestämma jono- sfärens parametrar här. De presenterade resultaten för låga höj- der enligt figurerna 6 och 7 får därför bedömas utifrån denna osäkerhet.

18

JONISATIONSDYNAMIK ORSAKAD AV VIBOAR OCH ELEKTRISKA FALT

Omedelbart efter kärnladdningsexplosionen på UOO km höjd bildas ett moln av fissionsprodukter. Detta stoftmoln expanderar mycket hastigt samtidigt som det på grund av gravitationen faller nedåt.

Efter storleksordningen en timme når molnet en nivå nära 130 km höjd (Hill I96U) där det endast mycket långsamt rör sig nedåt eftersom gravitationen balanseras av kollisioner med den neutrala atmosfären. Molnet är delvis joniserat och består av relativt tunga molekyler (masstal 90 - 150). När molnet faller nedåt kom- primeras det i vertikal led medan det expanderar horisontalt och resultatet blir ett tunt "pannkaksformigt" moln.

Som framgått tidigare dominerar 6-strålningen som jonisations- källa i D-området. Energin hos de emitterade 0-partiklarna ligger i området 0 - 2 MeV. En elektron med 2 MeV energi beskriver en cirkulär bana kring de jordmagnetiska fältlinjerna med den unge- färliga radien 0,2 km vilket betyder att B-partiklarna blir mycket hårt bundna till de magnetiska kraftlinjerna. Elektronerna går i en spiralforinad bana längs magnetfältet ut mot världsrymden eller ner mot jorden och producerar den observerade jonisationen i D- området.

I den övre atmosfären existerar relativt kraftiga vindar som va- rierar både till storlek och riktning med höjden. Dessa vindar påverkar huvudsakligen den neutrala delen av fissionsmolnet och detta neutrala moln rör sig ut ur det joniserade i vindriktningen.

Vid injektionsexperiment med neutralt och joniserat barium (lämp- lig modell av ett fissionsmoln) i norra Sverige (Stoffregen el al.

1971 och Stoffregen 1972) har vindhastigheter på mellan 0 och 500 m/s iakttagits. Detta innebär att den neutrala delen av fissionsmolnet kan röra sig nära 2000 km på en timme.

Både med sondraketer och med injektion av bariummoln har man re- gistrerat betydande horisontala elektriska fält i jonosfären,

kO V/km. Eftersom det jordmagnetiska fältet är riktat nästan ver- tikalt erhålls därvid korsade elektriska och magnetiska fält.

Dessa ger upphov till en horisontal hastighet hos ett joniserat moln så att hela molnet, båae positiva och nega^iva pa. ~ i>~ a ^ rör sig vinkelrätt mot både det elektriska och magnetiska fältet enligt ekvationen

É = B x v, (16) där E = elektrisk fältstyrka, V/m;

B = magnetisk flödestäthet, T;

v = det joniserade molnets hastighet, m/s.

Med aktuella värden på E och B erhålls hastigheter mellan 0 och 800 m/s för den joniserade delen av fissionsmolnet och även för jonisationen i D-området. På en timme kan således de^s. r:olr. ivra sig nära 3000 km. Det finns en korrelation mellan elektrisk:, •"lit och geomagnetisk aktivitet så att exempelvis vid norrsken det elektriska fältet är kraftigt och ofta oregelbundet.

I de följande beräkningarna har inte vindar och e_=l--'riir_i. -fav.

beaktats utan det har antagits att fissionsmoln och jcnisaticn ligger fast i horisontalplanet. Detta motsvarar det ur kommunika- tionssynpunkt allvarligaste fallet.

20

SYSTEMFÖRLUSTER VID KORTVÅGSSAMBAND

I denna undersökning har frekvensen begränsats till mellan 2 och I1 MHz och avståndet sändare - mottagare till mellan 200 och 600 km. Dessa värden har bedömts vara realistiska för samband i Sverige.

Deii tciala systemförlusten i dB vid kortvågs samband kan tecknas enligt (Davies 1965, sid 217 ff)

L = L, + L - G + L + L - G + L , (17) ta tp t p rp r ra där L

ta

Jtp

rp ra

ohmska förluster i sändarantenn och dess tilledningar;

polarisationsmissanpassning vid sändarantennen;

sändarantennens antennvinst i önskad riktning;

transmissionsförlust;

polarisationsmissanpassning vid mottagarantennen;

möttagarantennens antennvinst i önskad riktning;

ohmska förluster i möttagarantenn och dess tilledningar.

Endast transmissionsförlusten påverkas nämnvärt vid en kärnladd- ningsexplosion. Denna förlustterm kan uppdelas i fyra delar,

L p ^{= L} d ^{+ L} a ^{+ L}f ^{+ L} g >

där L = avståndsförlusten;

absorptionen i jonosfären;

fokuseringsförlusten;

markförluster vid multipelreflektioner.

L =a

Lf L =g

Vid detta korta avstånd, 600 km, har endast enhopps-reflektioner från E- och F-skikt beaktats. Vidare försummas fokusering eller defokusering eftersom jonisationen orsakad av en kärnladdnings- explosion ganska snabbt antar mycket stora dimensioner (jfr fi- gur 5) och därför kan antas vara horisontalt skiktad.

Avståndsförlusterna kan, bortsett från en konstant term, tecknas

L^d = 20 log s, (19)

där s = strålbanans längd.

Den förlustterm som huvudsakligen påverkas vid kraftiga störning- ar av här aktuell typ är jonosfärförlusten. Approximativt kan denna beskrivas med följande integral längs strålbanan

J

ii +v

ds. (20)

Tecknen + och - refererar till den ordinära respektive den extra- ordinära vågen. I ekvation (20) är elektrontätheten N redan om- nämnd medan kollisionsfrekvensen v och gyrofrekvensen f (w =2irf )

n ii n

fordrar en specifikation. Ekvationen visar att för frekvenser

mycket över gyrofrekvensen och kollisions frekvensen blir jonosfär- förlusten omvänt proportionell mot kvadraten på frekvensen vilket också approximativt gäller i praktiken. Vidare bestämmer integra- len över produkten av elektrontäthet och kollisionsfrekvens stor- leken hos L .

a

Kollisionsfrekvensen är väl känd från en stor mängd experiment med sondraketer. Man beräknar kollisions frekvens v, som ingår i Appleton-Hartrees formel, utgående från den monoenergetiska kol- lisionsfrekvensen v,,.

M

Denna relation mellan v och vM kan för långvåg och kortvåg appro- ximativt skrivas (Ladell 1968)

v 2 M (21)

I figur 9 återges hur den monoenergetiska kollisionsfrekvensen varierar med höjden (Thrane och Piggott 1966). För praktiskt bruk kan kurvan approximeras med ett analytiskt uttryck bestående av två exponentialfunktioner. Resultatet blir efter insättning i ekvation (21)

22

2>5-10 2,5-103 (22)

där v = kollisionsfrekvensen enligt Appleton-Hartree, s i h = höjden, km.

o

X

A N A L Y T I S K A P P R O X I M A T I O N

10 10' 10* 10D 1 0 ' 1 0 '

MONOENERGETISK K O L L I S I O N S F R E K V E N S ( \>M ) s "1

109

Figur 9. Den monoenergetiska kollisionsfrekvensens höjdvariation.

Som framgår av figur 9 är denna analytiska approximation mycket god utom längst ned vid 50 - 60 km. I de följande beräkningarna har den analytiska approximationen enligt ekvation (22) använts genomgående.

Det ,; or diaagnet i ska fältet är orsaken till uppdelningen av en radiovåg i en ordinär och en extraordinär komponent i jonosfären.

1 prf.K.ti>en varierar gyrofrekven&en med höjden men denna varia- tion är långsam och oväsentlig för de följande beräkningarna. På

100 km höjd i mellersta Sverige gäller att gyrofrekvensen är 1,37 MHz med en inklinationsvinkel, dvs fältlinjens elevation,

på 72,2 och en deklinationsvinkel, dvs fältlinjens asimut rela- tivt geografiskt norr, på 0°. För att förenkla beräkningen och tolkningen av resultaten har dessa värden ersatts med följande approximation: gyrofrekvens 1,U MHz, inklinationsvinkel 90°.

Genom tillmötesgående från OT/ITS., Boulder, USA, har Uppsala Jonosfärobservatorium erhållit ett komplett datorprogram (Jones

1966) som kan utnyttjas för en mängd problem inom kortvågsutbred- ning. Programmet baserar sig på s-:rålbaneberäkning ("ray tracing") i jonosfären och ger förutom en mängd andra informationer både jonosfärförlusten mellan sändare och mottagare och avståndsför- lusten. Datorprogrammet är således mycket lämpligt för de kort- vågsproblem som denna rapport behandlar. Det har testats ingående i Uppsala och även vid flera utländska forskningsinstitutioner med gott resultat.

För att ange den totala systemförlusten, ekvation (17)» fordras detaljkännedom om sandar- och mottagarutrustningen, bl a anten- nernas utseende. Man kan dock ange resultat som är giltiga för olika materiel. Ett sätt är att ange fältstyrkans ändring rela- tivt ostörda förhållanden. Denna relativa fältstyrka kan sedan utnyttjas för beräkning av den absoluta fältstyrkan om utrust- ningens egenskaper är kända.

Vid beräkningarna har endast den ordinära vågen studerats. Efter- som den extraordinära vågen alltid dämpas kraftigare, se ekvation

(20), så dominerar den ordinära vågen vid mottagarantennen.

Hur jonosfärvågen varierar med tiden efter en kärnladdningsexplo- sion på hög höjd framgår av figurerna 10, 11 och 12. Figur 10 an- ger förhållandena vid ett markavstånd av 200 km mellan sändare och mottagare. Frekvenserna 2, 5, 3 och 11 MHz har studerats.

Enhopps-reflektion från F-skiktet är möjlig för frekvenserna 5, 8 och 11 MHz under dagen och 2 MHz under natten. Jonisationen under natt, enligt figurerna 7 och 8, räcker endast till för drygt 3 MHz

21+

-20 o za.

az

< -40 z

UJo

-60

-80

-100

F-REFL

MARKAVSTAND 200 km DAG

NATT

0.1 1 10 100

TID EFTER EXPLOSION ( TIMMAR )

1000

Figur 10. Ordinära vågens fältstyrka relativt ostörda förhållanden vid kortvågssamtand på 200 km avstånd angiven som funktion av tiden efter 1 Mt kärnladdnings explosion på 1+00 km höjd.

att reflekteras. Vid 2 MHz under dag sker reflektionen i E-skiktet eftersom jonisationen där även utan kärnladdningsexplosion räcker till för reflektion av drygt 3 MHz.

Av figur 10 framgår att fältstyrkan efter en kärnladdningsexplo- sion ligger 20 dB eller mer under fältstyrkan vid normala förhål- landen under drygt 2 timmar vid 11 MHz, nära 5 timmar vid 8 MHz,

10 timmar vid 5 MHz och 50 timmar, dvs 2 dygn vid 2 MHz under dagen. Med uttrycket "10 timmar ... under dagen" avses radioför- bindelse under dagtid, 10 timmar efter en kärnladdningsexplosion, dvs explosionen skedde under natten. På samma sätt betyder ut- trycket "2 dygn ... under dagen" radioförbindelse under dagtid 2 dygn efter en explosion. Att fältstyrkan ligger 20 dB under

fältstyrkan vid normala förhållanden betyder att fältstyrkans

absolutvärde är 1/10 av dess normala ostörda värde eller att den tillgängliga effekten är 1/100 av det normala värdet. På natten

väntat kommer de högsta frekvenserna först igenom efter den to- tala radiotystnad ("black-out") som följer på en höghöjdsexplo- sion. Förhållandena liknar de som råder vid mycket kraftiga jono sfärstörningar, t ex norrsken.

Radiotystnad eller black-out förutsätter här att fältstyrkan vid ostörda förhållanden ligger nära bruströskeln. Större uteffekt från sändaren, känsligare mottagare eller bättre antenner medför att större dämpningsökning än 20 dB kan godtagas.

Hur trar?smissionsförlusterna varierar vid kortvågssamband på ett avstånd av i+00 km framgår av figur 11. På grund av det längre markavståndet kan en våg på 5 MHz utbreda sig via både E- och F- skikten (jfr snedjonosondering). Dessa båda utbredningsmöjlig- heter kan orsaka störande interferens. Storleksförhållandet mel- lan dessa båda 5 MHz-vågor framgår inte eftersom figur 11 bara anger fältstyrkan relativt ostörda förhållanden vid samma utbred- ningsväg. För en direkt jämförelse fordras ingående kunskaper om

sandar- och mottagarutrustningarna.

- 2 0

o z a -40

V)z

UJ

•< - 6 0o

••<

z

£ -eo

o

F-REFL

-100

11

MARKAVSTÅND £00 km DAG

NATT

0.1 10 100

TID EFTER EXPLOSION ( TIMMAR )

1000

Figur 11. Ordinära vågens fältstyrka relativt ostörda förhållanden vid kortvägssamband på UOO km avstånd angiven som funktion av tiden efter 1 Mt kärnladdningsexplosion på UOO km höjd.

26

Vid 1+00 km markavstånd erhålls en dämpningsökning på 20 dB eller mer under 3 timmar vid 11 MHz, nära 6 timmar vid 8 MHz och 12

timmar vid 5 MHz, samtliga vid utbredning via F-skiktet under dag.

Vid utbredning via E-skiktet erhålls motsvarande förhållanden under 25 tirunar, dvs 1 dygn vid 5 MHz samt 100 timmar, dvs k dygn vid 2 MHz under dag. Under natt råder dessa svåra förhållanden under nära 8 timmar vid 2 MHz.

Figur 12 visar slutligen motsvarande transmissionsförluster vid ett avstånd sändare - mottagare på 600 km. Liksom fallet var vid 1+00 km så kan 5 MHz-vågen utbreda sig med enhopps-reflektion via både E- och F-skikten.

o z z<

toz

10o -60

zo g -80

-100

F - R E F L

11

MARKAVSTÅND 600 km DAG

NATT

0.1 ^{1 10 100}

TID E F T E R EXPLOSION ( T I M M A R )

1000

Figur 12. Ordinära vågens fältstyrka relativt ostörda förhållanden vid kortvågssamband på 600 km avstånd angiven som funktion av tiden efter 1 Mt kärnladdningsexplosion på 1+00 km höjd.

Fältstyrkan ligger 20 dB eller mer under dess ostörda värde under nästan 1+ timmar vid 11 MHz, nästan 8 timmar vid 8 MHz och 16 tim- mar vid 5 MHz vid transmission via F-skiktet under dag. E-skikts-

utbredning ger på motsvarande sätt sambandsavbrott under UO tim- mar, dvs nästan 2 dygn,vid 5 MHz samt betydligt över 100 timmar, över k dygn^vid 2 MHz under dag. På natten gäller 20 dB black-out under 11 timmar vid 2 MHz.

Som framgår av ekvation (20) beror absorptionen främst på integra- len längs strålbanan av produkten mellan elektrontäthet och kolli- sionsfrekvens. Det visar sig att integranden har sitt maximum mel- lan 80 och 100 km höjd inom kortvågsområdet. En ändring av elek- trontätheten i området under 70 km påverkar resultatet ytterst lite, varför osäkerheten i jonosfärparametrarna inom detta område endast har liten betydelse för tolkningen av systemförlusterna vid kortvågssamband.

Ett viktigt hjälpmedel när man vill hålla kontinuerlig övervakning av aktiviteten i jonosfären är riometern ("relative ionospheric opacity"). Den utgörs av en kortvågsmottagare som mäter styrkan av det brus scm faller in mot jorden från den yttre världsrymden.

När jonisationen i D-området ökar, minskar den mottagna brusef- fekten och man får på så sätt en registrering av absorptionen. De flesta riometrar arbetar med frekvensen 27,6 MHz (måste överstiga F-skiktets kritiska frekvens). Vid ett kärnladdningsprov över Christmas Island (experiment Bighorn, juni 19-62) registrerades riometerabsorptionen under en tidrymd av ett par timmar. Figur 13 återger resultatet (Crain 1966, LeLevier och Branecomb 1968).

Explosionen skedde drygt en halvtimme före soluppgång på 60 km höjd. Till en början sjunker absorptionen hastigt. Avtagandet har

- 1 2

jämförts med funktionen t ' som gäller vid konstant molnradie och om attachment, dvs anlagring av elektroner på neutrala mole- kyler, dominerar rekombinationsprocessen. 0m figur 13 analyseras mer detaljerat finner man istället att avtagandet under de första

20 minuterna troligtvis mer motsvarar en dissociativ rekombination samtidigt som molnet expanderar ungefär som figur 5 visar. Detta kan skrivas på formen t ' R . Därpå följer ett övergångsförlopp när natten övergår i dag. Som framgått tidigare ändras då jonosfär-

28

25

1.5

O7

I-a

eto en

CD

cc

Ul

o5 1

05

t"06

DAG

EXPERIMENT BIGHORN JUNI 1962

I I I ⁱ

30 60 90 120

TIO EFTER EXPLOSION (MINUTER )

150 ¹¹⁰

Figur 13. Uppmätt riometer-absorption vid 27,6 MHz efter kärnladd- ningsexplosion (Crain 1966» LeLevier och Branscomb 1968).

parametrarna a och X liksom den ostörda jonosfärens elektron- täthet. Trots att strålningen från fissionsprodukterna fortsätter att avta ökar absorptionen kraftigt. Förloppet kan direkt jämföras med de solära protoninfall, PCA ("p_olar c_ap absorption") som ibland inträffar. Från ungefär 90 minuter efter explosionen råder dagför- hållanden. Absorptionen avtar därefter med en tidvariation som approximativt kan tecknas t ' . Detta kan tolkas så att molnet med fissionsprodukterna inte längre expanderar och att dissociativ rekombination dominerar.

—o

Med ett frekvensberoende hos absorptionen enligt f , jfr ekvation (20), erhålls en motsvarande absorption vid reflektion av 5 MHz under dag på 60 dB för 1 dB riometer-absorption.

Med hjälp av de elektrontathetsprofiler som redovisas i denna rap- port, figurerna 6, T och 8, har riometer-absorptionen för frekven-

CD

•a

2 7 6 MHz

a.a:

oto

- \

a. 2

\ Zo

I

I \

I \ O • BERÄKNAT VARDE I \ DAG

» \

, NATT N \

| ^ f 0 6 R-1

\

\

\

\

\

l I I i i I I I I I I I I J I I I 1 1 L 30 60 90 120 150 180 210

TID EFTER EXPLOSION ( MINUTER )

Figur *\h. Beräknad riometer-absorption vid 27,6 MHz efter en kärn- laddningsexplosion med energin 1 Mt på 1+00 km höjd.

sen 27,6 MHz beräknats och dessa resultat återges i figur 1U. Som framgår av figuren ansluter sig de beräknade värdena på liknande sätt till t ^J R som de experimentella enligt figur 13.

Om soluppgång eller solnedgång inträffar någonstans inom det tid- område som figur ik omfattar så visar figur 13 approximativt hur dämpningen varierar i övergången. Av detta framgår också hur "tid efter explosion" i figurerna 10, 11 och 12 skall tolkas. Om exem- pelvis radiosamband önskas vid middagstid 12 timmar efter explo- sion (dvs explosion vid midnatt) skall man studera de kurvor som gäller för dag. Kurvorna anger den relativa fältstyrka som er- hålls under dag eller natt efter explosion vid godtycklig tid- punkt på dygnet.

30

STÖRNINQAP. PÅ NAVIGATIONSSYSTEM INOM LANGVÅG

Radiovågors utbredning inom långvågsområdet, dvs frekvenser mellan 30 och 300 kHz, påverkas av den lägre jon ren. Under normala betingelser med små avstånd från sändaren» några hundra km, domi- nerar markvågen» som utbreder sig längs markytan. Kraftiga stör- ningar i jonosfären medför att jonosfärvågen som reflekteras från jonosfärens D-område kan bli av samma storleksordning som mark- vägen och ir-tci'-ferensen mellan de två vågorna kan då få allvarliga konsekvenser för t ex langvagsnavigeringssystem.

Ett navigationssystem som utnyttjar långvåg är de Decca navige- ringskedjor som täcker Sverige. Dessa sänder inom fyra frekvens- band nämligen 70, 85, 114 och 128 kHz. Systemet är baserat på fas-

jämförelse. Det är begränsat av villkoret att markvågen skall do- minera och att fältstyrkan överstiger den atmosfäriska brusnivån.

Lueg (I963) nämner att Decca-systemet har god positionsnoggrannhet för avstånd från sändaren på upp till 300 - 1+00 km och att det an- vändbara avståndet är minst h^0 km. För svenska förhållanden med dåligt ledande mark får man räkna med ett högsta användbart av- stånd på 150 - 200 km.

Efter en kärnladdningsexplosion på hög höjd ändras den lägre jono- sfärens utseende drastiskt som framgår av figurerna 6 och 7* Denna förändring kan väntas medföra en ändring i jonosfärvågens fält- styrka vid de för Decca-systemet aktuella frekvenserna. Det är så- ledes av intresse att undersöka om den ökade jonisationen medför allvarliga störningar på navigeringssystemet. Problemet här är nu att beräkna fältstyrkan hos jonosfärvågen och jämföra den med markvågen. Sändarantennen antas vara en vertikal dipol med ett

strålningsdiagran enligt sin 9, där 9 är vinkeln mellan strålen och vertikalaxeln. Vidare antas att sandar- och mottagarantenner- na befinner sig strax ovan en mark med de för Sverige karakteris- tiska markkonstanterna, konduktivitet o s lt'10 S m och di elek- tricitetskonstant e = 5 (Broms 1970). Dessa värden gäller inte för söt- eller saltvatten.

Den elektriska fältstyrkan vid mcttagarantennen kan tecknas

M

|R.|

E = 3-105 P1 / 2 j

där E P F

R.

i

e =

fältstyrkans effektivvärde, uV/m;

utstrålad effekt, kW, antas här vara 1 kW;

dämpnings fakt er på grund av markreflektion, se ekvation (2U);

reflektionsfaktör mot jonosfären;

vågens infallsvinkel mot vertikalen;

strålbanans längd, km.

Dämpnings faktorn kan skrivas (Ladell 1 9 7 0

F = ^ [l + R (B)], (2U)

där R (e) = reflektionsfaktorn mot marken vid infallsvinkeln 9.

g

Reflektionsfaktorn R bestäms av frekvensen, infallsvinkeln samt 6

markkonstanterna. För en oändligt ledande yta blir R = 1 varför dämpningsfaktorn F = 1. Vid vertikal polarisation med markkonstan- ter enligt ovan och frekvensen 100 kHz varierar dämpningsfaktorn från cirka 0,9 vid 0° infallsvinkel till cirka 0,8 vid 70°.

Den jonosfära reflektionsfaktorn definieras som förhållandet mel- lan fältstyrkan hos den våg som reflekterats och den mot jono- sfären infallande vågen under antagande av plana vågor. Vågens polarisation ändras också vid genomgången av jonosfären. Således erhålls både en horisontalt och en vertikalt polariserad våg vid mottagarantennen trots att den utsända vågen är vertikalt polari- serad. Motsvarande reflektionsf aktörer brukar betecknas .. R. res-

II ±

pektive ..R.• • Den förra faktorn benämns ofta konversionsfaktorn.

Problemet a t t beräkna reflektionsfaktorerna för en fullt r e a l i s - tisk jonosfärmodell har varit föremål för mycket arbete och först med avancerade datorer har det lyckats. För de följande beräkning- arna utnyttjas e t t datorprogram som publicerats av Viertel och

32

Se eh.- isz ^196?) cd: son. "bearbetats vidare vid Uppsala Jcnosfär- ocservätcriun. Beräkningen baseras på den s k "fuLl-wave inte- gration method" som innebär en fullständig lösning av de koppla- de differentialekvationer som ger vågens elektriska fältstyrka i jonosfären (vågekvationen). Programmet har testats och jämförts ned kända analytiska lösningar sen existerar för vissa jonosfär- modeller och därvid har avvikelserna visat sig vara mindre än 5 % för frekvenserna 20 - 150 kHz.

Vågens infallsvinkel och strålbanans IL-.gc. k-~:i "bestamias om rrflek- ticr.shöjder. är >&,nd. Xigcr. dis*:i:-it sådan höjd existerar inte inom långvågs..;;_:ådeO rr.er. enligt ?ateli:ffe (1959) kan man räkna med två nivåer av "betydelse nämligen där

X ••-- Z och X = 1 + Y ,

där X = kvadratiska förhållandet mellan plasmafrekvens och signalfrekvens;

Y = förhållandet mellan gyrofrekvens och signalfrekvens;

Z = förhållandet mellan kollisionsfrekvens och vågens vinkelfrekvens.

I de följande "beräkningarna antas den lägsta av de "båda reflek- tions/dvåerna dcr.inera och ge strålgeometrin.

Jonosfärvågens fältstyrka (vertikal polarisation) under dag re- spekt ... ve natt vid ostörda förhållanden som funktion av avståndet vid frekvensen 100 kHz framgår av figur 15. Fältstyrkan är angiven i dB relativt 1 uV/m vid en utstrålad effekt av 1 kW. Som jämfö- relse har också markvågens fältstyrka för här antagna markkonstan- ter lagts in (Wait och Cambell 1953). Den kurva som markerats med

1/r avser markvågen vid oändligt ledande yta. Som framgår av fi- guren tycks det vara en "betryggande marginal mellan jonosfärvåg och markvåg. Frekvensen 100 kHz kan anse3 representera Decca-sys- temets arbetsfrekvens och man behöver således inte befara någon nämnvärd störning på navigeringssystemet under dessa ostörda för-

80

70 r-

10

-10

-20 100

1 I T " I 100 kHz o- = A 10'4 S/m Cr = 5

i I

200 300 400

MARKAVSTÅND ( k m ]

500 600

Figur 15» Jonosfär- och markvågens fältstyrka (ver- tikal polarisation) som funktion av avståndet vid frekvensen 100 kHz under ostörda förhållanden.

hållanden. Grovt räknat ligger jonosfärvågen under natt 20 dB un- der markvågen och under dag ytterligare 20 dB lägre. Som tidigare nämnts motsvarar 20 dB minskning 1/10 i fältstyrka. Det allmänna utseendet hos de olika kurvorna är så till vida lika som att samt- liga avtar nästan lika snabbt med avståndet från sändaren.

Hur jonosfärvågen under ostörda förhållanden och markvågen varie- rar med frekvensen för det konstanta markavståndet 200 km framgår av figur 16. Jonosfärvågen under dag och markvågen uppvisar ett likartat kontinuerligt avtagande med frekvensen inom området 50 -

150 kHz. Jonosfärvågen under natt däremot avviker till utseendet i och med att fältstyrkan ökar långsamt med frekvensen mellan 120 och 150 kHz. Vid 150 kHz är det något mindre än 10 dB skillnad mellan markvåg och nattens jonosfärvåg, dvs jonosfärvågen är om- kring 30 % av markvågen, och risken för störande interferens är

50

(O

•o

K 30 in

K-

_ J

10

50

I I 1 1 MARKAVSTÅND 200 km

i • 10"4 S/m

JONOSFÄRVÅG NATT

DAG

1 1 1 _L

100

FREKVENS | ' H z )

150

Figur 16. Jonosfär- och markvågens fält- styrka (vertikal polarisation) som funk- tion av frekvensen vid markavståndet 200 km under ostörda förhållanden.

ganska stor. Man måste räkna med att jonosfärvågen kan variera kring de här angivna värdena beroende bl a på turbulens och rörel- ser i den lägre jonosfären med därav följande ändringar i jono- sfärvågens fältstyrka. För att vara på den säkra sidan beträffan- de allvarliga störningar på navigeringssystemet bör man kräva att jonosfärvågen ligger minst 20 dB under markvågen.

Hur långvågsutbredning påverkas vid en kärnladdningsexplosion

framgår av figurerna 17 och 18. Den intressanta storheten vid be- dömning av huruvida navigeringssystemet störs på grund av destruk- tiv interferens är förhållandet mellan jonosfärvåg och markvåg.

+20

MARKAVSTÅND 600 km

DAG 100 kHz

-80 ^i_

0.1 10 100

TID E F T E R E X P L O S I O N ( T I M M A R )

1000

Figur 17» Jonosfärvågens fältstyrka (vertikal polarisation) rela- tivt markvågen som funktion av tiden efter en kärnladdningsexplo- sion under dag vid frekvensen 100 kHz. Explosionshöjd UOO km, styrka 1 Mt.

I dessa figurer har således den relativa fältstyrkan hos jonosfär- vågen angivits.

Jonosfärvågens ändring efter en kärnladdningsexplosion under dag- tid framgår av figur 17* Undersökningen har begränsats till frek- vensen 100 kHz som får karakterisera hela Decca-systemets frekvens- område. För markavståndet 200 km mellan sändare och mottagare blir effekten huvudsakligen en minskning i jonosfärvågen med mindre risk för störning av navigeringssystemet. Denna minskning orsakas av att absorptionen längs den tänkta strålbanan ökar snabbare än den interna reflektionsfaktorn med åtföljande sänkt fältstyrka. Ännu drygt 100 timmar, k dygn^efter explosionen påverkas fältstyrkan avsevärt. Pilarna till höger i figuren visar det ostörda värdet på den relativa fältstyrkan. Om man mot förmodan önskar utnyttja Decca-systemet på ett avstånd av U00 km erhålls en ökning i jono- sfärvågens fältstyrka under cirka 1 dygn, men bara under 3 timmar

36

fir.r.: risk för destruktiv interferens (mindre än 20 dB skillnad).

När avståndet mellan sändare och mottagare är 600 km (orealis- tiskt avstånd för navigeringsändamål) dominerar den interna re- flektionsfaktorn Över absorptionen och detta medför en kraftig ökning i fältstyrkan under mer än k dygn. Det är mindre än 20 dB skillnad under 2 dygn med kraftig interferens mellan mark- och /icr.os fär"råg.

Förhållandena under natt är likartade de under dag vilket framgår av figur 18. För inarkavståndet 200 km dominerar absorptionen med åtföljande sänkt fältstyrka varför jonosfärvågen inte tycks störa navigsringssystenet. Vid UOO km avstånd erhålls en skillnad mellan mark- och jcnosfärvåg på nära 20 dB under cirka T timmar med viss risk för störningar. Slutligen, vad beträffar markavståndet 600 km, så är skillnaden mindre än 20 dB under nära 2 dygn med åtföl- jande kraftig interferens.

Norr:?It 'i? endast den vertikala komposanten av den reflekterade vågen av intresse men om mottagarantennen inte är riktad verti- kalt, exempelvis vid avancerad flygning, så inverkar även den horisontala komposanten (reflektionsfaktor nR , ) . Denna konver-

II JL

sionsvåg kan i vissa situationer vara avsevärt större än den nor- mala vertikala komposanten och därmed allvarligt äventyra syste- mets tillförlitlighet. Konversionsvågens storlek framgår av figu- rerna 19 och 20 för dag respektive natt. Som framgår av figur 19 är den horisontala komposanten under dag betydligt mindre än den normala vertikala komposanten utom för tider över 100 timmar efter explosionen. Fältstyrkan är dock betryggande liten i för- hållande till markvågen, se figur 17- Under natten är konversions- vågen dock inte helt betydelselös vilket framgår av figur 20. För tider över kO timmar efter explosionen dominerar den horisontala komposanten över den vertikala. Av figur 18 framgår att jonosfär- vågens fältstyrka vid denna tid ligger nära 20 dB lägre än mark- vågen. Den horisontala komposanten kan därför orsaka allvarlig interferens om mottagarantennen avviker från sitt normala verti- kala läge.

• 20

m

— 0

•<o

it Q:

>

h-

<

-i LU Ct

ac

-60 -

o zo

01

1 1

^ - —

MARKAVSTÅND

-

r~

600 400

200 km

km

km

, L ' .

1 r • - •

NATT

>

i

100 kHz

-

-

10 100 TID EFTER E X P L O S I O N ( T I M M A R )

1000

Figur 18. Jonosfärvågens fältstyrka (vertikal polarisation) rela- tivt markvågen som funktion av tiden efter en kärnladdningsexplo- sion under natt vid frekvensen 100 kHz. Explosionshöjd UOO km, styrka 1 Mt.

+20

m 3 +10

-40

DAG 100 kHz

MARKAVSTÅND 200 km

10

TID EFTER EXPLOSION (TIMMAR

100 1000

Figur 19. Konversionvågens fältstyrka relativt den vertikala kompo- santen ( nRj,/(|R||) som funktion av tiden efter en kärnladdningsexplo- sion under dag vid frekvensen 100 kHz. Explosionshöjd UOO km, styrka 1 Mt.

38

• 20

MARKAVSTÅND 200 km

-LO01 10

TID EFTER EXPLOSION ( TIMMAR )

100 1000

Figur 20. Konversionsvägens fältstyrka relativt den vertikala kompo- santen ( ||RJL/||R|| ) som funktion av tiden efter en kärnladdnings explo- sion under natt vid frekvensen 100 kHz. Explosionshöjd U00 km, styrka 1 Mt.

Som framgått av avsnitt Resulterande elektrontäthet råder stor osäkerhet beträffande jonosfärparametrarna i den allra lägsta de- len av jonosfären, säg 50 - 70 km höjd. Jonosfärvågens fältstyrka vid långvåg beror i stor utsträckning på elektrontäthetens utse- ende i detta höjdområde. Framför allt är elektrontathetsgradienten väsentlig för fältstyrkans storlek. Ovan presenterade resultat, figurerna 15 - 20, baserar sig på. en antagen jonosfärmodell och är därför representativa under förutsättning att denna modell är realistisk. Det saknas idag underlag för en förbättrad jonosfär- modell i detta höjdområde. Resultaten i detta kapitel måste där- för bedömas utifrån den osäkerhet som råder beträffande utgångs- materialet.

DISKUSSION

Till grund för alla "beräkningar om hur radiosamband påverkas av kärnladdningsexplosioner ligger den av kärnladdningen alstrade elektrontätheten. Det är således väsentligt att elektrontäthets- Beräkningen är korrekt. Som framgår av det tidigare är den stora mängd rekombinationsprocesser som har betydelse för den lägre

jonosfären ännu mycket dåligt kända. Speciellt osäkra är värdena för den allra lägsta delen. De parametrar som använts i denna rapport har baserats på mätningar med sondraketer. Frånsett höjd området 5C - TO km är spridningen i experimentella data liten.

De presenterade elektrontathetsprofilerna kan därför betraktas som relativt tillförlitliga.

Vid kortvågssamband i samband med en kärnladdningsexplosion på hög höjd erhålls en kraftig signalreduktion under någon eller några timmar. Det kan vara av intresse att se vad som inträffar om kärnladdningens energi eller explosionshöjden avviker från de här antagna. Ekvationerna (9), (13) och (20) visar att jonosfär- vågens dämpning vid kortvåg approximativt varierar enligt

L cc ^W° ' 5 ^t 0 , 6 ^R (^{h i W f t}) 1 ^{( f + f} ) 2 ^É

a ti

Att stoftmolnets radie är en funktion av explosionshöjden (h) och tiden (t) framgår av figur 5. Dessutom beror radiens storlek på laddningens styrka (W). Detta beroende är inte känt i detalj, men med ökande laddningsstyrka ökar molnradien. Figur 21 visar hur lång tid som jonosfärvågen dämpats 20 dB eller mer jämfört med normala förhållanden under antagande av att stoftmolnsradien inte varierar med laddningsstyrkan.

Som framgår av figuren råder radiotystnad under U0 minuter vid 100 kt, 2,3 timmar vid 1 Mt och 9 timmar vid 10 Mt vid en explo- sionshöjd på UOO km vid 11 MHz under dag. 0m explosionshöjden ändras till 100 km erhålls cirka 50 % längre black-out-tider. Av det tidigare framgår också att vid en 1 Mt-explosion på 1*00 km

10

EXPLOSIONSHOJD

MARKAVSTAND 200 km _

1 10 20 d B B A C K - O U T ( T I M M A R )

Figur 21. Tid under vilken jonosfärvågen dämpats 20 dB eller mer efter kärnladdningsexplosion på hög höjd vid frekvensen 11 MHz under dag och 2 MHz under natt vid markavståndet 200 km.

höjd ökar radiotystnaden från 2,3 timmar vid 200 km markavstånd till 3,8 timmar vid 600 km avstånd. Dessutom visar ekvation (25) att den högsta användbara frekvensen, i detta fall 11 MHz, först kommer igenom efter avbrottet i förbindelsen.

Ur figur 21 framgår vidare att vid förbindelse under natt med frekvensen 2 MHz gäller 20 dB black-out under 1,3 timmar vid

100 kt, 5 timmar vid 1 Mt och 17 timmar vid 10 Mt under förut- sättning att explosionshöjden är U00 km och att radien inte på- verkas nämnvärt av variationen i laddningsstyrka. Om explosions- höjden ändras till 100 km erhålls en ökning på 50 % i avbrottstid,