Бщие сведения

Ферриты, представляющие собой ферромагнитные вещества, обладают высоким удельным сопротивлением и одновременно ярко выраженными магнитными свойствами. Их удельное сопротивление может изменяться в пределах 10² - 10⁶ Омсм и зависит от типа феррита. Тангенс угла диэлектрических потерь у них такой же, как и у хорошего диэлектрика 10 ^-3- 10^-4. Относительная диэлектрическая проницаемость большинства ферритов примерно равна e = 10-15. Магнитная проницаемость ферритов без подмагничивающего поля является скалярной величиной. В общем случае она комплексная. Для диапазона СВЧ действительная часть относительной магнитной проницаемости приблизительно равна единице. На низких частотах

(порядка 0,2-0,5 МГц) она может достигать величины в несколько тысяч. При подмагничивании постоянным полем магнитная проницаемость феррита для переменного электромагнитного поля становится тензорной величиной. Вследствие этого начинает проявляться явление анизотропии. Это значит, что свойства и параметры электромагнитной волны зависят от направления распространения ее в феррите. Это свойство анизотропии, как правило, придает ферриту постоянное подмагничивающее поле (от постоянного магнита или от соленоида с постоянным током).

Одно из проявлений анизотропии в феррите называется эффектом Фарадея, который возникает в продольно подмагниченном феррите (когда подмагничивающее поле направлено вдоль движения волны) при линейной поляризации поля.

Наиболее важные свойства ферритов, позволяющие использовать их для создания вентилей, циркуляторов и т.д., связаны с гироскопическими свойствами магнитных моментов электронов. При отсутствии подмагничивающего поля элементарная частица феррита обладает собственной намагниченностью и собственным магнитным моментом. При помещении феррита в постоянное магнитное поле Н₀, направление которого не совпадает с направлением вектора намагниченности М, вектор М начинает прецессировать вокруг Н₀ (рис.3.1,а). Из-за наличия в феррите потерь конец вектора М движется по свертывающейся спирали. Прецессия происходит в направлении движения часовой стрелки, если смотреть по направлению постоянного магнитного поля Н₀. Примерно через 0,01 мкс прецессия прекращается, вектор М устанавливается параллельно вектору Н₀. Частота свободной прецессии w₀ зависит от величины Н₀

w₀ = g×Н_0,

где g - гиромагнитное отношение.

Если перпендикулярно Н₀ приложить переменное поле Н, то прецессия М уже не будет затухающей. Возникает вынужденная прецессия, частота которой w совпадает с частотой переменного электромагнитного поля. При совпадении частот w и w_­0 наступает ферромагнитный резонанс. Для электромагнитного поля, у которого вектор Н имеет круговую поляризацию в плоскости, перпендикулярной Н₀ (плоскость xy), магнитная проницаемость становится скалярной величиной.

Как известно, линейно поляризованную волну можно представить как сумму двух волн одинаковых амплитуд с противоположными направ­лениями кругового вращения. На рис.3.1,б показаны законы, по которым изменяется действительная часть магнитной проницаемости у волны пра­вого кругового вращения m⁺ и у волны левого кругового вращения m. Область А называют областью Фарадея. Здесь магнитная проницаемость волны правого вращения m⁺

а) прецессия вектора намагниченности в постоянном магнитном поле H₀;

б) зависимость действительной и мнимой частей магнитной проницаемости волн правого и левого вращения от постоянного подмагничивающего поля H₀.

имеет меньшее значение, чем магнитная проницаемость m- у волны левого вращения и, следовательно, коэффициент фазы у нее меньше (K_Z⁺ < K_Z), а фазовая скорость больше (n⁺_ф > n_ф). Отсюда следует (рис.3.2), что волна с полем линейной поляризации вектора Е _S, которую можно представить в виде суммы двух волн противоположного кругового вращения Е ⁺ и Е с равными амплитудами, будет иметь разный поворот плоскости поляризации в разных поперечных сечениях, например, приz=0 (Е_S1) и при z=z₁ (Е_S2). Это происходит потому, что запаздывание волн правой и левой, например, при z=z₁ будет разным: волна правой круговой поляризации имеет K⁺_Z = w√e_am_a⁺я меньше, чем К_Z у волны левого вращения (K _Z = w√e_am_a) и, следовательно, у правой волны фазовая скорость n_ф⁺ = w / K⁺_Z больше, чем у левой n_ф = w / K_Z. Поэтому левая волна Е₁ (при z=z₁) отстает по углу поворота больше от вектора Е (z=0), чем волна правая Е₁⁺ от Е⁺(z=0).

Отсюда суммарный вектор Е_S1 в сечении z₁ поворачивается на некоторый угол q от­носительно Е_S при z=0. Угол поворота плоскости поляризации на единице длины пробега волны называется постоянной Фарадея R. Эффект Фарадея заключается в повороте плоскости поляризации линейно поляризованной волны в продольно подмагниченном феррите.

Область Б характерна тем, что волна правого кругового вращения в феррите не может распространяться, так как коэффициент фазы у нее мнимый (m⁺ < 0), тогда как у левой волны m > 0 и она может распространяться.

В области В имеет место явление ферромагнитного резонанса (w = w₀), при котором при определенном значении постоянного подмагничивающего поля Н₀, называемого резонансным Н_­0рез, волна правого кругового вращения резко поглощается ферритом, тогда как у волны левого вращения этого явления не обнаруживается. На это явление указывает резонансный характер кривой мнимой части магнитной проницаемости волны правого вращения m^{ +}. Как известно, действительная часть магнитной проницаемости отвечает за магнитные свойства феррита, а мнимая часть - за потери. Ферромагнитный резонанс имеет место и при продольном, и при поперечном подмагничивании.

В ферритах имеет место явление так называемой " точки Кюри ”- это температура, при которой феррит теряет свои магнитные свойства. Выше этой температуры они также не восстанавливаются.

Еще одно явление, которое имеет место в поперечно подмагниченном феррите - это явление, которое получило название явления Коттона-Мутона, связанное с преобразованием вида поляризации волны по мере ее пробега поперек подмагничивающего поля.

Принято волну, у которой высокочастотное магнитное поле параллельно подмагничивающему полю H₀, называть “обыкновенной” волной (рис. 3.3), а волну, у которой высокочастотное поле перпендикулярно H₀ - “необыкновенной”. Таким образом, на рис. 3.4 поля H_I и E_I принадлежат плоской однородной волне, которая, входя в феррит, остается “обыкновенной” волной, так как не меняет своих свойств - она остается линейно поляризованной, плоской и однородной. Вторая волна (поля E₂ и H₂) по мере входа в феррит приобретает продольную составляющую магнитного поля H_X2, которая сдвинута по фазе относительно магнитного поля H_Y2 на 90°, и поэтому магнитное поле у “необыкновенной” волны приобретает эллиптическую поляризацию в продольной плоскости. Направление вращения у этого поля правое и, следовательно, “ необыкновенная ” волна испытывает явление резонансного поглощения. Поле E₂ этой волны остается линейно поляризованным. Волны “обыкновенная” E₁ и “необыкновенная” E₂ линейной поляризации распространяются с разными фазовыми скоростями и, следовательно, по мере их пробега разность фаз между ними меняется.

34

Последнее приводит к тому, что при малой разности фаз суммарное поле приобретает эллиптическую поляризацию с малой эллиптичностью, затем разность фаз растет и достигает 90°. При этом эллиптичность максимальна. (Напомним, что эллиптичность оценивается по отношению малой оси эллипса к большой). Затем по мере приближения разности фаз к 180° она снова падает. Ось эллипса поляризации при этом вращается, как это показано на рис. 3.4. При сдвиге фаз, равном 180°, поляризация поля делается снова линейной, но ортогональной исходной и т.д.

Все эти явления используются в специальных функциональных узлах СВЧ, выполненных как на волноводах, так и в коаксиальном и полосковом исполнении. Надо отметить, что использование ферритов на более низких частотах вызывает затруднения благодаря повышенному уровню потерь, связанному с низкочастотными резонансами, которые не имеют столь селективного характера как ферромагнитный резонанс, и распространяются на большую область значений подмагничивающего поля.