Волноводные ферритовые устройства

Данная глава знакомит читателя с основными свойствами намагниченных ферритов, взаимодействующих с электромагнитным полем СВЧ, и ее содержание направлено на изучение принципов построения и исследования характеристик невзаимных ферритовых устройств СВЧ.

Намагниченные ферриты, как анизотропные среды, позволяют создавать невзаимные устройства на их основе, имеющие различные характеристики в зависимости от того, на какой из их входов подается электромагнитная энергия. Такие устройства широко используются в диапазоне СВЧ, например для подавления отраженных от несогласованной нагрузки волн; одновременной работы на одну антенну передатчика и приемника; электронного переключения СВЧ-мощности между разными источниками; изменения направления максимального излучения антенных решеток и т. д.

Свойства намагниченных ферритов на СВЧ

Феррит представляет собой химическое соединение окиси железа (Fe₂0,) с окисыо металлов, таких как никель, марганец, магний и др. Основным отличием ферритов является их большое удельное сопротивление (Ю² -И О⁶ Ом см), а следовательно, небольшие потери на СВЧ (tg6 = 10 ²-И0 ⁴). Относительная диэлектрическая проницаемость неподмагниченных ферритов имеет величину порядка е = 5ч-15, а относительная магнитная проницаемость, имеющая на низких частотах довольно большие значения, с ростом частоты уменьшается приблизительно до единицы.

В простейшей модели ферромагнитных материалов электроны представляются в виде волчков, которые, вращаясь вокруг своей оси, создают механический момент (действие массы электрона) и магнитный момент (действие заряда) — так называемый спин. После приложения постоянного магнитного поля Я₀ ось вращения электрона ориентируется по направлению этого поля. Наличие механического момента делает электрон в механическом отношении подобным вращающемуся волчку (гироскопу), поэтому если ось вращения отклонить, она не сразу вернется в исходное положение, а будет совершать прецессию вокруг исходного положения с частотой со₀ При наличии постоянного магнитного поля Я₀ собственная частота прецессии определяется так:

где у = ejmc — гиромагнитное отношение электрона (е — заряд электрона, т — масса электрона, с — скорость света в вакууме). Вращение происходит по часовой стрелке, если смотреть вдоль направления Я₀. Однако собственная прецессия быстро затухает. Если же к намагниченному ферриту приложить высокочастотное поле Я, возникает вынужденная прецессия с частотой поля со. Амплитуда вынужденной прецессии зависит от поляризации возбуждающего поля и близости (О к О)₀.

В намагниченном феррите вектор индукции В сложным образом связан с возбуждающим полем Я. В отличие от изотропных сред, где связь между векторами В и Я устанавливается скалярной величиной магнитной проницаемости р, в намагниченных ферритах эта связь определяется тензором магнитной проницаемости, т. е. некоторой матрицей коэффициентов. Однако для волн с круговой поляризацией вектора Я, если плоскость вращения перпендикулярна Я₀, магнитные свойства феррита могут быть описаны двумя скалярными величинами р_пр._т и р_лев.

На рис. 2.1 приведены зависимости этих проницаемостей для правого и левого вращения от поля подмагничивания Я₀. Различный ход графиков объясняется тем, что при правой круговой поляризации вращение вектора Я совпадает с направлением прецессии вектора намагниченности, а при левой круговой поляризации эти векторы вращаются в разные стороны.

В подмагниченном феррите электромагнитные волны круговой поляризации распространяются так, будто среда обладает различным значением ц для волн разного направления вращения. Для правой поляризации по мере роста Я₀ и сближения частот собственной и вынужденной прецессии возрастает амплитуда прецессии. Когда напряженность постоянного поля Я₀ достигает такой величины, что эти частоты совпадают (со₀ = со), амплитуда прецессии становится максимальной, но ее беспредельный рост ограничивается потерями, которые могут быть учтены введением мнимой магнитной проницаемости.

Рис. 2.1. Зависимости магнитных проницаемостей.

Таким образом, для правой круговой поляризации при со₀=со и Я₀ = Н_т потери в феррите, а следовательно, и ц" _рав резко возрастают. Это явление носит название ферромагнитного резонанса. При левой круговой поляризации, в силу противоположных направлений вращения векторов напряженности и намагниченности, интенсивного взаимодействия между электромагнитным полем и ферритом не происходит и р_лев мало зависит от Я₀

Различие в значениях магнитной проницаемости для волн с правым и левым вращением приводит к различию фазовых скоростей и фазовых постоянных этих волн:

При распространении линейно поляризованной волны в феррите вдоль подмагничивающего поля наблюдается эффект Фарадея — вращение плоскости поляризации. Дело в том, что линейно поляризованное поле можно представить в виде двух полей с круговой поляризацией и противоположным вращением. Так как фазовые скорости этих волн различны, суммарный вектор после прохождения в феррите участка длиной / будет повернут на угол.

Причем так как обычно Р_лев > Р_прав, поворот плоскости поляризации происходит по часовой стрелке, если смотреть по направлению поля Я₀, и не зависит от направления распространения волны. Эффект Фарадея обычно проявляется при помещении ферритового стержня вдоль оси круглого или квадратного волновода с продольным подмагничиванием.

Известно, что положение вектора Я основной волны Я₁₀ в прямоугольном волноводе в разные моменты времени различно (рис. 2.2). В сечениях, отстоящих от узких стенок волновода на расстояние (a/n)arctg (?._B/2a), магнитное поле имеет круговую поляризацию правого или левого вращения. Если поместить в одно из этих сечений тонкую ферритовую пластинку и приложить к ней поперечное магнитное поле Я₀, то в зависимости от его величины в волноводе будут наблюдаться различные эффекты. Так, при небольших полях, когда р"_рав > 0 (рис. 2.1), в силу различия фазовых скоростей для волн правого и левого вращения прямая и обратная волны на одном и том же участке приобретают различные фазовые сдвиги, т. е. секция с подмагниченным ферритом длиной / обладает невзаимным фазовым сдвигом ДФ:

Рис. 2.2. Структура поля основной волны в прямоугольном волноводе.

При введении ферритовой пластинки в волновод искажается и сама структура поля в нем, причем по-разному для прямой и обратной волн. Наиболее сильно этот эффект, называемый невзаимным смещением поля, проявляется тогда, когда Я₀ имеет такую величину, что ц',_рав = 0. Волна с правым вращением вытесняется из пластинки, а волна с левым вращением концентрируется в ней (рис. 2.3).

Рис. 2.3. Распределение прямой и обратной волн в волноводе с ферритовой пластинкой.

Наконец, если Я_ц = Я^, то волна с правым вращением испытывает резонансное поглощение (резкое возрастание ц" _рав), а волна с левым вращением распространяется без заметного затухания. Подробнее явления в линиях передачи, заполненными материалами с невзаимными свойствами разобраны в [2].