Распространение плоской электромагнитной волны в неограниченной ферритовой среде, намагниченной вдоль направления движения волны

Пусть волна линейно поляризована и поля равны: . Линейно-поляризованную волну можно представить в виде суммы двух волн с круговой поляризацией с одинаковыми амплитудами и противоположным направлением вращения векторов полей. Представим магнитное поле волны как . Тогда вектор

Для волн с различным направлением вращения плоскости поляризации эффективная магнитная проницаемость феррита оказывается разной. Используя выражения для и , получим: . Для правовращающегося поля (направление вращения совпадает с направлением вращения вектора магнитного момента) , для левовращающегося поля . Максимальное значение равно (при ). По мере увеличения значения стремится к единице. Значение всегда меньше единицы и поэтому, практически, эта проницаемость почти постоянна. График этой величины (при ) приведен на рис. 12. 2 (по горизонтальной оси откладывается переменная ). Так как вектора поля и магнитного момента вращаются в разные стороны, они не взаимодействуют (поле не передает свою энергию магнитному моменту). Для ситуация совершенно отлична. Так как оба вектора вращаются в одну и ту же сторону (по часовой стрелке) то при совпадении угловых скоростей () взаимодействие между ними становится максималь ным (имеет место так называемый гиромагнитный резонанс) и энергия поля передается в ферритовый элемент, где расходуется на потери. Таким образом имеет место невзимное (зависящее от направления вращения вектора магнитного поля) поглощение энергии поля. Необходимо отметить, что в областях по обе стороны резонанса вещественная часть проницаемости меняет свои значения в больших пределах, что может быть использовано в таких устройствах как ферритовые невзаимные фазовращатели.

Дата добавления: 2015-11-03