Тема Распространение электромагнитных волн в анизотропных средах Анизотропные среды

2. Свойства феррита
1.Намагниченная ферритовая среда представляет совокупность параллельных друг другу и вектору h некомпенсированных магнитных моментов. Если умножить уравнение движения магнитного момента электрона dm/dt = ψ[h,m] на число N упорядоченных магнитных моментов в единице объема феррита, и учесть, что магнитный момент единицы объема m' = Nm, то получим уравнение движения суммарного магнитного момента (вектора магнитной поляризации единицы объема подмагниченного феррита):
dm'/dt = ψ[h,m'] (2)
2. Найдем тензор магнитной проницаемости. Направим ось z ДСК вдоль вектора h(h=l_zh). Пусть в феррите распространяется ЭМ поле, вектор напряженности магнитного поля которого обозначим через Н(р,ω). Тогда на магнитные моменты воздействует суммарная напряженность поля Η_Σ(ρ,t) = h(p,0)+ |H(p, ω)| cos(ω t + Ф), где Φ(ρ,ω) — фаза Η. Длина и ориентация вектора Η_Σ меняются во времени, что вызывает прецессию магнитных моментов. Последняя уже не является затухающей, поскольку нет постоянного направления, параллельно которому могли бы установиться магнитные моменты. Эту прецессию называют вынужденной. Ее частота совпадает с частотой распространяющегося ЭМ поля.
Обозначим через Μ(ρ,ω) — магнитный момент, появляющийся за счет вектора Η(ρ,ω). Тогда суммарный магнитный момент M_Σ(ρ,t)→m'(ρ,0) + Μ(ρ,ω)exp(iωt).
В соответствии В = μ₀(Η + Μ). Подставляя сюда значения Η и Μ, имеем Β_z = μ₀H_z,
Β_x=μ₀(1-ω_M )H_x-iωμ₀ Η_y ; Β_y=iωμ_ο Η_x+μ_ο(1ω_M ) Η_y (3)
Сравнивая последние выражения с (1), находим компоненты тензора относительной магнитной проницаемости подмагниченного феррита
μ_xx = μ_yy = 1- ωμ_ο = μ_x, μ_xy = -μ_xy = -ia, являющиеся функцией h (кроме μ_z, зависящего от марки феррита). При изменении направления h на обратное μ_xy и μ_yx меняют знаки на обратные.
Если учитывать в уравнении движения магнитного момента наличие джоулевых потерь, то компоненты окажутся комплексными.
Феррит является линейной средой (для слабого ЭМ поля) — его параметры не зависят от E и Η.
Отметим, что в феррите на магнитный момент электрона воздействует, кроме внешнего поля h + H эффективное поле h_э, обусловленное внутренними размагничивающими полями. Слагаемое h_э в общем поле h + H + h_э объясняет происхождение естественного ферромагнитного резонанса, наблюдаемого на частотах 500÷3000 МГц.
3. В подмагниченном феррите возможно явление феррома­итного резонанса. Пусть в направлении вектора h распространяются две Т-волны. Каждая волна имеет круговую вращающуюся поляризацию. Плоскость поляризации первой волны вращается по часовой стрелке, если смотреть вдоль вектора h, второй волны — против часовой стрелки. Направление h = 1_zh определяет продольное направление.
Обозначим первую волну знаком "+" (условно-положительная поляризация), а вторую— знаком "-" (отрицательная поляризация).
Таким образом, во-первых, при круговых поляризациях ЭМ полей, распространяющихся в продольном направлении, магнитные проницаемости — скалярные величины (так как В^± = μ₀μ_±Η^±). Поэтому для этих полей намагниченный феррит представляет собой изотропную линейную среду, параметры которой зависят от подмагничивающего поля. Во-вторых, μ₊ ≠ μ_-, т.е. условия распространения Т-волн с положительной и отрицательной круговыми поляризациями разные: при ω_м → ω получаем, что |μ₊| →∞, а μ_ — остается конечной величиной. При учете тепловых потерь магнитная проницаемость становится комплексной μ_± = μ'_± -iμ˝_± .Что при положительной поляризации при h, близких к h_p , резко возрастает |μ˝₊|. Значит, резко возрастают джоулевы потери распространяющегося поля. Объясняется это тем, что для существования незатухающей прецессии надо на частоте ω_м передать электронам энергию, равную теряемой. Роль источника, компенсирующего потери, играет распространяющееся на частоте ω = ω_м ЭМ поле положительной круговой поляризации, у которого совпадают направление вращения вектора Н⁺ и направление прецессии. При этом угол θ со временем увеличивается, что сопровождается ростом тепловых потерь в феррите . В результате θ устанавливается такой величины, что энергия потерь в феррите и энергия, отдаваемая ЭМ полем, становятся равными.
Явление наиболее эффективного взаимодействия на частоте ω=ω_Μ положительно поляризованного ЭМ поля с намагниченным ферритом, сопровождаемое интенсивным поглощением ферритом ЭМ энергии этого поля, называют ферромагнитным резонансом. Если h ≠ h_p (т.е. ω ≠ ω_м), то поглощение ферритом ЭМ энергии распространяющегося поля уменьшается, μ˝₊, может быть очень малой величиной, при этом затухание амплитуд векторов Ė⁺, Н⁺ мало.
По-другому взаимодействует феррит с ЭМ полем, имеющим отрицательную поляризацию вектора Н^- . Направления прецессии и вращения Н^- при этом противоположны. Поэтому Н^- почти не влияет на Μ , μ'_- и μ˝_- мало зависят от h и μ˝_- ≈ 0 . При этом феррит представляет среду с малыми джоулевыми потерями.
Различие значений магнитных проницаемостей для ЭМ полей с положительным и отрицательным направлениями вращения используется при создании невзаимных устройств СВЧ.