CC BY
9
I
I. М. ГРАНК1Н, В. А. ЩЕНКО, В. 1. НАИДЕНКО, В. Л. ЯСИНСЬКИЙ
ПРО ПРИРОДУ ПАРАЗИТН01 АМПЛ1ТУД НО! МОДУЛЯ ЦП
У ФЕРИТОВИХ ФАЗОВИХ МОДУЛЯТОРАХ ФАРАДЕХВСЬКОГО ТИПУ ТА СПОСОБИ И ЗМЕНШЕННЯ
ВЦомо [1], що вирази для елемешчв тензора магштно1 проник-носп можна знайти, якщо розв'язати р1вняння руху намагшче-ност1 з врахуванням втрат у феритк При дьому результата роз-в'язання для феритового середовища в насиченому [2] 1 ненаси-ченому [3] станах значно вщр1зняються один вщ одного. Викори-сташ на практищ невзаемш фазообертач1 фарадешського типу прадюють, як правило, в обласп слабких магштних пол ¡в, коли доменна структура феромагнетика ще не зруйнована \ вш перебу-вае в ненасиченому сташ (рис. 1).
Елементи тензора магштно1 проникносп в цш облает 1 слабких магштних пол1в можна знайти усередненням розв'язюв р1внянь руху намагшченоси по доменах з врахуванням розмагшчувальних фактор1в. Згщно з [3] при вщсутносп втрат у ферит1 вони мають вигляд
I* = и-» =' 1; 0)
Ь = (2)
(О
де у — магштомехашчне вщношення; <о = 2я/ — робоча колова частота;
Мг — середня техшчна намагшчешеть зразка.
Для врахування втрат у р1вняння руху намагшченноси був введений дисипативний член у форм1 Ландау — Л1фшща [41. Розв'язання цього швняння з наступним усередненням по доменах привело до того, що нед1агональний елемент тензора магшт-нп1 проникносп виявився незалежним вЦ втрат, тобто к" — 0. Цей результат суперечить експериментальним даним, одержаним рядом автор1в [1, 5, 6], 1 може бути пояснений т1ею обставиною, що природа магштних втрат у пол1кристал1чних феритах ¡з збере-
женою доменною структурою обумовлена шшими причинами в пор1внянш з феритами, якл перебувають у стаж повного магшт-ного насичення.
Разом з тим, вираз для дшсжн частини нед1агонального еле-мента (2) задавшьно узгоджуеться з експериментальними даними [1], повторюючи криву техшчного намагшчення фериту. Експери-
Рис. 1. Залежшсть скалярноГ магштно! проникноси для хвиль з правою та л ¡вою круговимн поляризашями в1д зовшшнього поля.
ментальш даш [1,5—9], показують, що з елеменпв ц' та вщю-вщальних за промагнггну актившсть фериту, к' змшюеться в значно б^ылих межах при змш1 магштного поля, шж ц'. Тому слщ вважати, що основним елементом тензора магжтноТ проник-ност1, в¡дпов¡дальним за промагштну активжсть вздовж нама-гшченого фериту, е Що до ц" 1 к.", вщповЦальних за магштш втрати, то змши к" також перевищують змши ц" [1, 2, 6, 10].
Осшльки анал1тичних вираз!в для елемент1в ц" та к." в цей час немае, то втрати в слабких магштних полях пояснюються в основному за допомогою яюсних допущень [11, 12] ¡з задов1ль-ним експериментальним шдтвердженням. Природа магштних втрат
пов'язана з наявшстю в ненасичених феритах природного феромагштного резонансу в полях кристалограф1чно1 ашзотропи. Доменна структура також чинить значний вплив на характер природного феромагштного резонансу, додаючи свое поле до поля ашзотропи. Величина цього поля залежить В1д ор1ентацп домен ¡в в1дносно поля електромагштноТ хвиль Тому р1зш облает! ненаси-ченого шшкристал1чного фериту можуть поглинати енерпю НВЧ-поля в спектр 1 частот у межах вщ уНа до
у(На + МЯМ0),
де Л^д — розмагшчувальний фактор, який дор1внюе 4л [6, 9];
Н0 — поле кристалограф1чно1 ашзотропи;
и - 2
"а ~ТГ ' { У
де К1 — перша стала кристалограф1чноТ ашзотропи, яка дор1внюе для застосування у сантиметровому д1апазош хвиль MgMп 1 №гп ферипв Ю-4 ерг/см3 [1, 13, 14]. Для вка-заних ферит1в Кх < 0.
3 вираз1в (1) — (3) видно, що верхня межа природного феромагштного резонансу визначаеться величиною намагшченоси насичення, I прямо пропорцшна останнш. Вказаш значения гра-ничних частот та Ух залежшеть в1Д величини намагшченосп насичення добре пщтверджуються експериментальними результатами в ряд1 праць [15—18]. В м1ру намагшчування фериту вказана смуга частот природного феромагштного резонансу зсуваеться в область нижчих частот [И, отже, магштш втрати зменшуються. Осюльки основним призначенням розглядуваних феритових пристроив е одержання фазовоТ модуляцП НВЧ-сигналу, що проходить через них, то найчастше нас щкавить не р!вень внесених модулятором втрат, а величина змши 1 форма останньо1 при змш-ному намагшчуванш.
Експериментальш даш, наведеш в ряд1 праць [1, 5, 10], а також результати, здобут1 в данш пращ, показують, що для використо-вуваних у сантиметровому д!апазош хвиль ферючв (магнш-марган-цевих 1 шкель-цинкових) резонанс, який спостер¡гаеться в обласи слабких магштних пол1в (рис. 1,6), виявляеться зеунутим вл1во вЦносно точки Н= 0, тобто поглинання енерги хвил1 з л ¡вою круговою поляризащею быьше пор1вняно з хвилею з правою круговою поляризащею.
Суть розглядуваноТ аномал и, на наш погляд, можна пояснити тим, що ефективне розмагшчуюче поле у фериту яке складаеться з поля кристалограф1чно1 ашзотропи Яа (3) 1 розмагшчуючого поля, створеного магштною взаемод1ею домешв, мае протилежний напрямок вщносно прикладеноГо магштного поля #0. Це ще больше шдсилюеться тим, що перша стала ашзотропи для ферит1в санти-
метрового д!апазону хвиль MgMn- та №2п-фериту — завжди вщ'емна величина (див. (3) [1, 8, 13]. Величина ефективного роз-магшчуючого поля для вказаних фершлв може бути в межах вЦ юлькох сот до юлькох тисяч ерстед [13]. Тому хвиля з л ¡вою круговою поляризащею вщносно прикладеного магштного поля буде хвилею з правим обертанням вщносно ефективного розмагшчую-чого поля. Отже, вказана хвиля поглинатиметься тим б1льше, чим ближче робоча частота шдходить до частоти феромагштного резонансу, обумовленого ефективним розмагшчуючим полем. Для хвшп з правою круговою поляризащею вщносно прикладеного поля Н0 1, отже, з л!вим обертанням вщносно ефективного розмагшчуючого поля втрати будуть значно меншими, осюльки звичайно Н0 < Ярез. Таким чином, хвиля з л1вою круговою поляризащею поглинаеться б1льше в пор1внянш з хвилею правого обертання. Наведена на рис. 2 експериментальна залежшсть уявних частин скаляржл магштно1 проникносп для хвиль з л1вою 1 правою круговими поляризащями шкелевого фериту [5] шдтверджуе щ м1ркування.
Зростання магштних втрат л1воруч вщ точки #= О можна поясните т1ею обставиною, що, осюльки частота феромагштного резонансу, обумовленого ефективним розмагшчуючим полем, менша робочо1 частоти, додавання до цього поля зовшшнього прикладеного поля приводить до змпцення частоти феромагштного резонансу праворуч. Таким чином, втрати зб1лыиуються. Це зростання, мабуть, вщбуватиметься доти, доки величина зовшшнього магшт-ного поля мала 1 не мае значного впливу на доменну структуру фериту. Як тальки поле досягне деяко1 порогово! величини, достат-ньо1 для необоротних продес1в стшок домешв до Тх поступового зникнення, втрати падають, осюльки ефективне розмагшчуюче магштне поле також зменшуеться.
На нашу думку, положения шка резонансного поглинання в слабких магштних полях залежить вЦ величини зовшшнього магштного поля, при якому починаеться процес необоротного зм1-щення стшок домешв. Зпдно з теор1ею динамши намагшчення [14] ця величина лежить у межах значения коерцитивно1 сили. Наведеш м1ркування шдтверджуються експериментальними результатами, наведеними в робот! [5] (див. рис. 2). для шкелевого фериту. Максимум лежить в обласи значень прикладеного поля, р1вного приблизно Яс = 13,2 е. Зпдно з Неелем [14], вираз для коерцитивно1 сили для фертчв з негативною величиною першо1 стало1 ашзотропп мае вигляд
(4)
„ 4IK.1V
ЗяУИ„
1 ЗяМо 0,39 + -¿г- 1п-
2 1^1
де V — обсяг немагштних включень у феритовому зразку.
Отже, положения шка резонансного поглинання залежить вщ густини феритового матер1алу, значень сталоТ кристалограф1чно1 ашзотрош! та намагшченосп насичення.
Наявшсть аномалп обов'язково приводить до виконання та-коТ умови в межах обласп слабких пол ¡в:
ц' —+ (5)
3 ц!е1 умови, з врахуванням того, що поглинана магштна енерпя може бути лише позитивна, тобто
И" ± (6)
випливае, що у випадку ненасиченого фериту
/г" < 0.
Це також шдтверджуеться експериментально (рис. 2) [1, 5] для магнш-марганцевих 1 шкель-цинкових ферит1в. Осюльки для них Кг < 0, слщ спод1ватись, що для вс1х фершчв сантиметрового
й йй
> м"
> 7 ук •
/
0.02
Не
-200-150 400 -50 0 50 ЮО /50 200
Рис. 2. Залежшсть уявно! частини скалярно! магштно! проникносп ш-келевого фериту для хвиль з правою та л1вою круговими поляризащями вщ зовшшнього магштного поля.
I |
Не %
Рис. 3. Систематичне зображен-ня змщення стшок домешв шд д1ею прикладеного до фериту зовшшнього магштного поля.
д1апазону з негативною величиною першо! стало! кристалограф1ч-но'1 ашзотропи уявна частина нед^агонального елемента тензора магштно1 проникноси в област1 слабких магштних пол1в, недос-татшх для повного руйнування доменжн структури, повинна бути негативною величиною. У повшетю насиченому ферит1 стае позитивною. Отже, природа ¡снування уявно1 частини в облает! слабких магштних пол1в зв'язана з магштною взаемод!ею домешв, 1 тому 11 не можна знайти формально розв'язанням члена у форм1 Ландау — .Шфшща [4].
Завдяки детальному розглядов! природи магштних втрат у > феритах в обласп слабких магштних пол1в автори щеТ стагп за-пропонували споаб зменшення паразитноТ ампл1тудно1 модуляци у феритових фазових модуляторах. 3 рис. 1 1 2 видно, що р1вень паразитно1 амплпудноТ модуляцп можна дещо зменшити, якщо до фериту прикласти стале поле негативного знака. При цьому, як
2—323
17
Рис. 5. Змша затухания невзаемного фазообертача в режим1 пил-копсадбноГ фазово! модуляци без сталого шдмагшчування та з
ним.
видно з рис. 3, робоча точка змицуеться л!воруч в!д точки Н'«= О 1 величина змши затухания для л1во1 та право! хвиль приблизно р1вна. Ocкiльки ц' > (див. рис. 1,а), ампл!туда пилкопод1бного струму, необхщна для забезпечення потр1бного шдексу фазово1 модуляцп, пом!тно зменшуеться. Це пов'язано з тим, що б1льша частина енергп сигналу протягом пер!оду модуляцп припадае на хвилю з л ¡вою коловою поляризащею. Осшльки ампл!туда пилкопо-д!бного струму зменшуеться, величина змши затухания, що вноситься феритом, також зменшуеться. Отже, змпцення робочо1 точки л!воруч в1д Я = 0 викликае зменшення р1вня змши магшт-них втрат I амшптуди керуючого струму. Оптимум величини та-
Рис. 6. Вигляд та р1вень паразитноТ амшитудно! модуляцп пристрою для змщення частоти, в якому використано феритовий стержень марки П-28 з! змщенням 1 без нього при сталгё амшитуд1 пилкопсдабного струму:
а — зм1Щення вщсутне; б — змицення Н = —6е, в — змйщення Я=6е.
кого змщення визначаеться ф1зичними та геометричними розмь рами феритового стержня. Змщення робочоТ точки в протилежний бш попршуе робоч! характеристики фазообертача, призначеногодля роботи в динам!чному режима Деяш матер!али, наприклад ферит НМ-2, мають малу величину змши р!вня втрат нав1ть при вщсут-носп змшуючого магштного поля. Це пояснюеться перекриванням втрат криво! феромагштного резонансу кривою магштних втрат у слабких полях (див. рис. 1,6, пунктирна крива). Змпцення робочо1 точки л1воруч вщ Я — 0 в цьому випадку, навпаки, обумовлюе зростання паразитно"! ампл1тудно'1 модуляцп.
Експериментальш дан!, одержан! авторами стагп, шдтвер-джують наведен! вище висновки. Вим!рювання виконували у ре-бристш цил!ндричн!й хвилевщнш секцп, наведен!й на рис. 4. Котушка п!дмагн!чування складаеться з текстол!тового каркасу, на який намотано провщ марки ПЕВ 0,28; юльюсть витк!в дор!в-
2*
19
нювала 1000. Дослщження проводили на феритових стержнях типу М-188, П-28 1 НМ-2 довжиною 120 мм, диаметром 6,0 мм; кшщ стержшв заточували на конус шд кутом 9°. Вказаш ферити належать до магнш-марганцевих, шкель-цинкових i шкель-мщних тишв.
Як видно з осцилограм, наведених на рис. 5, 6, 7, величина змши р1вня втрат у залежносй вщ величини зовшшнього магшт-ного поля тим б1льша, чим биыиа актившсть фериту, тобто чим биьша намагшчешсть насичення. Вказана корелящя м1ж р1внем змши втрат та величиною намагшченосп насичення, очевидно,
пояснюеться залежшстю частоти природного феромагштного резонансу взд величини н^магшчено-сп насичення (див. (3)). 3 другого боку, круткть фазових характеристик феритових модулятор1в тим бшьша, чим бшьша 1х прома-гштна актившсть, тобто намагшчешсть насичення (див. (2)). От-же, вимога високо1 крутосп фазових характеристик феритових мо-дулятор1в фарадеУвського типу суперечить вимоз1 малого р1вня паразитноТ ампл1тудноТ модулящ1 в останшх.
Запропонований споаб змен-шення р!вня паразитно1 ампл1туд-но1 модуляци у розглядуваних модуляторах значною м!рою згла-джуе цю суперечшсть. Це добре видно з осцилограм, наведених на рис. 5, а, коли робоча точка фа-зообертача змщена л1воруч в1д Я = 0. При руйнуванш доменно1 структури змша магштних втрат зменшуеться (рис. 1). Змщен-ня робочо'1 точки в позитив-ний бш викликае зменшення р1вня магштних втрат, проте змша Тх величини протягом перемагшчення значно зб1льшуеться (див. рис.5,в). Винятком е ферит марки НМ-2, де змщення робочо'1 точки по оа абсцис у будь-якому напрямку вщ Я = 0 викликае збшьшення р1вня паразитно1 ампл1тудно1 модуляци, що добре видно з осцилограм, наведених на рис. 6. При негативному змпценш робочо! точки ампл1туда керуючого
Рис. 7. Вигляд та р1вень паразит-но1 амгштудно! модуляци у фазовому феритовому модулятор!, в якому використано феритовий стержень марки НМ-2 (№ 120).
зовншнього магштного поля, необхадна для одержання шдексу фазово'1 модул яцп', наприклад в ± 180°, зменшуеться, а при 3Mi-щенш в протилежний б\к — зб1льшуеться. Це шдтверджуеться наведеними на рис. 7 осдилограмами результуючого сигналу для феритового стержня марки П-28.
Таким чином, для зменшення р!вня паразитно1 ампл1тудно'1 модуляцп феритових фазових модулятор ¡в фарадеТвського типу, в яких використаш магнш-марганцев! та шкель-цинков1 ферити, принцишально необхщно прикладення сталого магштного поля, що змщуе робочу точку фазообертача л1воруч вщносно H — 0 на величину, .достатню для необоротних процеав змпцення ctIhok домешв i приблизно piBHy коерцитивнш сил! феритового мате-р1алу.
« Л1ТЕРАТУРА
1. Гуревич А. Г. Ферриты на сверхвысоких частотах. М., Физ-матгиз, 1960.
2. Polder D. On the theory of ferromagnetic resonance.— Phil. Mag., * v. 40, 1949, January, pp. 99—115.
3. R a d о G. T. Theory of the microwave permeability tensor and Faraday effect in nonsuturated ferromagnetic materials.— Phys. Rev., v. 89, 1953, N. 2, p. 529.
4. R a d o G. T. On the electromagnetic characterization of ferromag. netic media, permeability tensorsand spin-wave equetion.— IRE Trans, on AP, v. AP-4, 1956, N. 3, pp. 512—525.
5. Le С r a w R. G., Spencer E. G. Domain structure effects in on anomalous ferromagnetic resonance of ferrites.— J. Appl. Phys., v. 28, 1957, N. 4, pp. 399—405.
6. В а с и л ь е в В. H. Новый метод измерения параметров намагниченных ферритов на сантиметровых волнах.— Радиотехника и электроника, 1965, № 11, стр. 1444—1460.
7. Р а б к и и Л. И. Высокочастотные ферромагнетики. М., Физмат-гиз, 1960.
8. Р а б к и и Л. И., С о с к и и С. А., Э п ш т е й и Б. Ш. Технология ферритов. Госэнергоиздат, М., 1962.
9. R e g g i a F. A new broad-Band absorption modulator for rapid switching of microwave power.— IRE Trans, on MTT, v. 9, 1961, N. 4, pp. 343—349.
10. Микаэлян А. Л. Теория и применение ферритов на сверхвысоких частотах. М., Госэнергоиздат, 1963.
И. Polder D. Ferrite materials.— PIRE, v. 97, 1950, pt. 2, p. 246.
12. Polder D., S m i t J. Resonance fenomena in ferrites. — Rev. of Modern Phys., v. 25, 1953, N. 1.
13. Lax В., Button K. J. Microwave ferrites and ferrimagnetics. Mc-Graw — Hill Book Company, N. 4, 1962.
14. С m и т Я, В e й н X. Ферриты. M., ИЛ, 1963.
4 15. Roberts F. F. Disenssion remark on «Ferromagnetic resonance»
by G. Kittel.—J. Phys. radium, 1951, v. 12, p. 301.
16. R a d о G. T. Magnetic spectra of ferrites.— Rev. of Modern Phys., 1953, v. 25, N. 1, p. 31.
17. В e 1 i e r s H. G. and о t h. A new point of view on magnetic los' ses in anisotropic Bars of ferrite at ultrahigh frequencies.— J. Appl. Phys.,
1951, v. 22, p. 1506.
18. Перекалина T. M., Асионинский А. А. Естественный ферромагнитный резонанс в никель-магниевом и кобальтовом ферритах.— ЖТФ, 1958, т. 28, стр. 511.
И. М. ГРАНКИН, В. А. ИЩЕНКО, В. И. НАЙДЕНКО, В. Л. ЯСИНСКИЙ
О ПРИРОДЕ ПАРАЗИТНОЙ АМПЛИТУДНОЙ МОДУЛЯЦИИ В ФЕРРИТОВЫХ ФАЗОВЫХ МОДУЛЯТОРАХ
ФАРАДЕЕВСКОГО ТИПА И СПОСОБАХ ЕЕ УМЕНЬШЕНИЯ
Краткое содержание
В статье рассматриваются причины паразитной амплитудной модуляции в ферритовых фазовых модуляторах фарадеевского типа. Показано, что для уменьшения ее уровня принципиально необходимо приложение к ферриту постоянного магнитного поля, достаточного по величине для необратимых процессов смещения стенок доменов и приблизительно равного коэрцитивной силе данного ферритового материала.
I. М. GRAN KIN, V. A. ISHCHENKO, V. /. NAJDENKO, V. L. JASINSKY
THE NATURE OF PARASITIC AMPLITUDE MODULATION IN FERRITE FARADEI'S PHASE MODULATORS AND THE WAYS OF ITS REDUSINQ
Summary
The prinsiples of parasitic amplitude modulation in the ferrite Faradei's phase modulators are discussed. It is shown that for decrease its level the constant magnetic field shall be present. Its quantity will be equal approximatly to the coercive force and that is enough for an existence of the noninverting process.
