8.1.2. Распространение электромагнитных волн в неограниченной среде

Рассмотрим сначала теорию распространения электромагнитных волн в неограниченной ферромагнитной среде, так как она позволяет описать некоторые особенности, характерные и для распространения в средах конечной протяженности.

Хотя получение точного решения для многих ограниченных структур, содержащих ферромагнитные среды, сложно или даже невозможно, теория распространения волн в неограниченных средах дает возможность понять такие общие важные свойства, как резонанс и вращение Фарадея.

Если распространение волны составляет угол с направлением намагниченности и тензор магнитной проницаемости задан выражением (8.5), то решение уравнений Максвелла дает два следующих значения для постоянной распространения [274]:

Поскольку постоянная распространения в среде со скалярной проницаемостью равна величину внутри скобок равенства (8.17) можно рассматривать как эффективную относительную проницаемость. Два значения у соответствуют эллиптически поляризованным волнам правого и левого вращения, распространяющимся в одном и том же направлении, но с различными скоростями. При этом положительное вращение является вращением в направлении

положительного электрического тока, который создает постоянное магнитное поле.

Если в равенстве (8.17) положить что соответствует распространению волны в направлении намагниченности, постоянные распространения упростятся:

В этом случае они соответствуют волнам, поляризованным по кругу. При наличии магнитных потерь эффективная относительная проницаемость определяется выражением

Величины комплексны, и составляющие даются формулами

На рис. 8.3 изображены эти составляющие для ферромагнитной среды с магнитными потерями в зависимости от приложенного магнитного поля. Из рисунка видно, что значительные изменения магнитной проницаемости имеют место в двух областях. Первая — это область слабых полей, где среда ненасыщена и возрастает согласно обычной кривой намагниченности. Вторая — область больших полей, где имеет место ферромагнитный резонанс.

Линейно-поляризова иная волна может быть представлена в виде суммы двух одинаковых по амплитуде волн, поляризованных по кругу с противоположным направлением вращения. Поскольку постоянные распространения этих волн различны,

Рис. 8. 3. Эффективная проницаемость как функция приложенного продольного поля. Кривые вычислены для с постоянной затухания

скость поляризации результирующей волны поворачивается [35]. Из равенства (8.20) следует, что угол поворота на единицу длины пути составляет

Например, если угол поворота равен или 160 град/см.

Рис. 8. 4. Эффективная проницаемость как функция приложенного поперечного поля. Кривые вычисления для с постоянной затухания

В области СВЧ явление фарадеевского вращения [453] впервые наблюдалось Робертсом [300] и Хоганом [165]. Равенство (8.22) показывает, что вращение Фарадея не зависит от частоты и невзаимно, так как направление вращения определяется только направлением постоянного магнитного поля и не зависит от направления распространения волны. Влияние потерь можно учесть введением [207] добротности среды, определяемой как отношение угла поворота на единицу длины к вносимым потерям на единицу длины. При этом обычно используют величины, соответствующие насыщению.

Если в равенстве (8.17) положить постоянные распространения примут вид

В этом случае они соответствуют волнам, поляризованным таким образом, что их магнитные векторы параллельны и перпендикулярны направлению приложенного поля. Величина не зависит от приложенного поля, так как возбуждающий момент, действующий на электроны, равен нулю. Для этой волны среда изотропна, и ее магнитная проницаемость равна единице. Величина зависит от магнитного поля, и для такой волны среда обладает свойством двойного лучепреломления [464].

Эффективная магнитная проницаемость равна

Если можно пренебречь затуханием, действительная часть равенства (8.25) путем подстановки цихиз (8.6) и (8.7) преобразуется к виду

Действительная и мнимая части эффективной проницаемости даны на рис. 8.4 в зависимости от приложенного магнитного поля. Действительная часть достигает максимума при

Зависимость от магнитного поля дает возможность изменять фазовый сдвиг при прохождении волны через среду.

Поскольку векторы совпадают по направлению, равенство (8.26) показывает, что фазовый сдвиг зависит только от амплитуды, но не от направления приложенного поля. Таким образом, распространение плоской волны в поперечно намагниченной среде характеризуется свойством взаимности.