3. Продольно-намагниченный феррит

Рассмотрим распространение плоской чисто поперечной волны в продольно-намагниченном феррите. Это означает, что волна распрост­раняется в направлении намагничивающего поля. Будем считать, что постоянное магнитное поле направлено вдоль оси , т.е.

.

Для поперечной волны, распространяющейся вдоль , продольные сос­тавляющие отсутствуют и векторы и могут быть записаны в виде

(32)

где  коэффициент распространения (продольное волновое число) плоской волны, распространяющейся в феррите. Из уравнений Максвелла с учетом (32) можно получить связь между составляющими векторов поля и и значением . Анализ показывает, что коэффициент рас­пространения имеет в этом случае два решения:

(33)

а составляющие и связаны соотношением:

, (34)

т.е. равны по амплитуде и сдвинуты по фазе на ±90°. Это означает, что плоская волна, распространяющаяся вдоль намагничивающего поля, распадается на две волны, поляризованные по кругу с правым (+) и левым (-) вращением векторов поля. Их фазовые скорости соответс­твенно будут

(35)

Рис. 3

Наличие двух волн круговой поляризации с противоположим направле­нием вращения и разными значениями фазовых скоростей приводит к то­му, что при сложении этих волн они снова дадут линейно поляризован­ную волну, однако плоскость поляризации ее повернется на некоторый угол . Можно показать, что

, (36)

Рис. 4

т.е. угол поворота зависит от длины пройденного пути и величины подмагничивающего поля. Плоскость поляризации поворачивается по ча­совой стрелке, если смотреть вдоль подмагничивающего поля (рис. 3).

Описанное явление поворота плоскости поляризации в продольно намагниченном феррите носит название эффекта Фарадея. Этот эффект необ­ратим. Независимо от направления распространения волны плоскость поляризации вращается по часовой стрелке, если смотреть вдоль (рис. 4).

4. Поперечно-намагниченный феррит

Рассмотрим распространение плоской линейно поляризованной вол­ны в поперечно-намагниченном феррите. Это означает, что направление распространения волны ортогонально намагничивающему полю . Будем считать, что , а вектор Пойнтинга волны, распространяющейся в феррите, совпадает по направлению с осью (рис. 5). В этом случае в системе уравнений Максвелла следует положить

(37)

Тогда система уравнений Максвелла распадется на две группы незави­симых уравнений

(38, а)

(38, б)

каждая из которых описывает отдельную волну.

Для первой волны (рис. 5, а), описываемой группой уравнений (38, а), характерно наличие двух составляющих и , причем вектор напряженности магнитного поля параллелен подмагничивающему полю , т.е.

.

Исключая из (38, а) и , получаем

. (39)

Очевидно, что в этом случае феррит представляет собой изотропную среду с параметрами , . Коэффициент распространения имеет такое же значение, какое он имел бы в немагнитной диэлектрической среде с параметрами , , т.е. совпадает с волновым числом . Это являет­ся следствием того, что вектор напряженности магнитного поля расп­ространяющейся в феррите волны параллелен подмагничивающему полю (рис. 5, а) и не возбуждает прецессии магнитного момента, т.е. мы имеем случай распространения в феррите обычной чисто поперечной волны . Такая волна в феррите называется обыкновенной.

а б

Рис. 5:

а  обыкновенная волна; б  необыкновенная волна

Для другой волны, описываемой группой уравнений (38, б), наряду с поперечной составляющей магнитного поля , возникает продольная составляющая . Связь между ними описывается соотношением

, (40)

т.е. вектор волны, распространяющейся в феррите, оказывается эллиптически поляризованным. Коэффициент распространения для этой волны получается равным

, (41)

где . (42)

Такая волна называется необыкновенной.

Итак, при распространении электромагнитной волны в поперечно-намагниченном феррите возможно возникновение двух волн: обыкновен­ной и необыкновенной. Если вектор распространяющейся волны параллелен, подмагничивающему полю (рис. 5, а), то возникает обыкновен­ная волна, если вектор распространяющейся волны ортогонален подмагничивающему полю (рис. 5, б), то возникает необыкновенная вол­на. При произвольной ориентации вектора волны, распространяющейся в феррите (рис. 5), возникают две волны: обыкновенная и необыкновен­ная. Так как каждая из них распространяется со своей фазовой скоростью

, , (43)

то, пройдя слой гиромагнитной среды, линейно поляризованная волна становится эллиптически поляризованной.

Если учесть, что мало отличается от (рис. 2), то величину можно записать в виде

. (44)

Нетрудно видеть, что имеет резонансный характер. Так как может принимать отрицательное значение, то при

. (45)

Если учесть, что в реальных ферритах диэлектрическая проницаемость комплексна , то при условии (45), даже пренебрегая магнитными потерями, мнимая часть коэффициента распространения нео­быкновенной волны

(46)

неограниченно возрастает, следовательно, распространяющаяся в фер­рите необыкновенная волна интенсивно затухает. Это явление носит название поперечного резонанса. Из графиков на рис. 2 видно, что от­рицательным значениям соответствуют значения . Следова­тельно, поперечный резонанс возникает при более низких значениях намагничивающего феррит поля, чем продольный. При отрицательных значениях и выполнении условия

(47)

коэффициент распространения в соответствии с соотношениями (41) и (42) становится мнимым, и необыкновенная волна не может распрост­раняться в феррите, как в волноводе в закритическом режиме. Если феррит имеет конечные размеры, то волна как бы вытесняется из фер­рита и распространяется вне феррита вдоль границы раздела фер­ритвоздух. Это явление называется эффектом смещения в поперечно-намагниченном феррите.