- •Лабораторная работа № 1 исследование режимов работы линии передачи свч Цель работы
- •1. Основы теории регулярной линии передачи с т-волной при гармоническом воздействии
- •2. Описание лабораторной установки
- •3. Лабораторные задания и методические указания по их выполнению
- •4. Содержание отчета
- •5. Контрольные вопросы
- •Изучение принципа действия и методик использования панорамного измерителя ксв и ослабления р2-61
- •1. Назначение измерителя р2-61, его технические характеристики и входящие в него узлы
- •2. Методики измерения ксв и ослабления в полосе частот с помощью измерителя р2-61
- •3. Лабораторные задания и методические указания по их выполнению
- •4. Содержание отчета
- •5. Контрольные вопросы
- •Лабораторная работа № 3 исследование элементов антенно-фидерного тракта свч
- •Домашнее задание: изучить теоретический раздел работы
- •1. Пассивные взаимные элементы волноводных трактов свч. Соединения линий передачи свч
- •2. Лабораторные задания и методические указания по их выполнению
- •3. Содержание отчета
- •4. Контрольные вопросы
- •Лабораторная работа № 4 исследование пассивных взаимных многополюсников свч
- •Домашнее задание: изучить теоретические разделы работы.
- •1. Типовые взаимные многополюсники свч
- •3. Лабораторные задания и методические указания по их выполнению
- •4. Содержание отчета
- •5. Контрольные вопросы
- •Лабораторная работа № 5 исследование пассивных невзаимных устройств свч
- •1. Свойства свч ферритов. Гиромагнитные эффекты в намагниченных ферритах
- •2. Ферритовые устройства свч
- •3. Описание лабораторной установки и методики измерений
- •4. Лабораторные задания и методические указания по их выполнению
- •4. Содержание отчета
- •5. Контрольные вопросы
- •210400.62 «Радиотехника» и
- •210601.65 «Радиоэлектронные системы и комплексы»
- •394026 Воронеж, Московский просп., 14
3. Лабораторные задания и методические указания по их выполнению
Измерить в полосе частот 8,5-12,0 ГГц с шагом 0,25 ГГц следующие характеристики волноводного направленного ответвителя на основе двух прямоугольных волноводов 23х10 мм2 с общей узкой стенкой и тремя отверстиями связи:
1) частотную характеристику КСВ по входу;
2) частотную характеристику рабочего затухания;
3) частотную характеристику переходного ослабления;
4) коэффициент развязки между выходными основным и боковым плечами.
При проведении измерений к неиспользуемым плечам ответвителя необходимо подключать согласованные нагрузки.
Полученные результаты оформить в виде таблицы.
4. Содержание отчета
В отчете должны быть представлены: краткая теория направленных ответвителей, описание их электрических характеристик, результаты измерений характеристик исследованного направленного ответвителя и выводы.
5. Контрольные вопросы
1. Волноводные Е- и Н-тройники, их свойства, применение в СВЧ-технике.
2. Двойной волноводный Т-мост, его свойства, применение в СВЧ-технике.
3. Балансный делитель (сумматор) мощности и его свойства.
4. Направленные ответвители и мосты, их основные электрические параметры и применение в СВЧ-технике.
5. Методика исследования характеристик направленных ответвителей.
Лабораторная работа № 5 исследование пассивных невзаимных устройств свч
Цель работы
1. Изучение конструкций и основных свойств невзаимных и взаимных устройств СВЧ на основе волноводов с намагниченными ферритами.
2. Экспериментальное исследование характеристик резонансного ферритового вентиля но основе прямоугольного металлического волновода.
Домашнее задание: изучить теоретический раздел работы.
1. Свойства свч ферритов. Гиромагнитные эффекты в намагниченных ферритах
Использование ферритов на СВЧ обусловлено рядом специфических эффектов, возникающих при распространении электромагнитных волн в намагниченной ферритовой среде. Ферритовые приборы применяются в СВЧ и КВЧ диапазонах в качестве развязывающих устройств (вентилей и циркуляторов), поляризаторов, перестраиваемых резонаторов и фильтров. Основные характеристики и параметры этих устройств определяются свойствами ферритов, представляющих собой смеси оксидов железа и других металлов (марганца, кобальта, никеля, цинка, кадмия, магния). Ферриты – это трудно механически обрабатываемые керамические материалы с высоким удельным сопротивлением (более 106 Ом∙см) с относительной диэлектрической проницаемостью εr=5–20 и низким тангенсом угла диэлектрических потерь tgδэ=10-3–10-4. Начальная относительная магнитная проницаемость СВЧ ферритов в слабых низкочастотных полях μ=10–3000. На СВЧ при отсутствии постоянного намагничивающего поля μ ферритов лишь незначительно отличается от единицы. Структура ферритов может быть моно- и поликристаллической. Монокристаллы – это правильные многогранники с упорядоченной кристаллической решеткой во всем объеме; поликристаллы состоят из большого числа хаотически сросшихся мелких кристаллов. Ферритовые образцы состоят из доменов – мелких областей, намагниченных до насыщения. Размеры домена очень малы – менее 1 мкм. Поскольку векторы намагниченности доменов в отсутствие внешнего магнитного поля имеют произвольную пространственную ориентацию, образец в целом может быть ненамагниченным. С ростом температуры вследствие нарушения ориентации магнитных моментов электронов намагниченность доменов уменьшается и при температуре Кюри порядка tc=100-600 °С она исчезает. Магнитные свойства ферритов определяются наличием в их кристаллической решетке «магнитных частиц» – атомов или ионов, обладающих векторным магнитным моментом m. Такой момент обусловлен нескомпенсированными спиновыми магнитными моментами mсп электронов атома (орбитальные моменты дают незначительный вклад в суммарный магнитный момент атома). Рассмотрим «магнитный» атом, находящийся в постоянном магнитном поле напряженностью Н0 (рис. 1). Пусть магнитный момент атома m составляет с вектором Н0 некоторый угол α. Под действием возникшего со стороны магнитного поля момента силы механический момент атома L и магнитный момент m начинают прецессировать (вращаться) вокруг направления Н0. Таким образом, вектор m описывает в пространстве конус с осью в виде вектора Н0. Соответственно, так же прецессирует и суммарный вектор намагниченности феррита М. Если смотреть по направлению постоянного магнитного поля Н0 (вдоль оси OZ), вращение векторов m и М происходит по часовой стрелке. Частота прецессии
, (1)
где – гиромагнитная постоянная (e – заряд, me - масса электрона), называется круговой частотой ферромагнитного резонанса. Вследствие взаимодействия «магнитных» атомов друг с другом и с кристаллической решеткой угол прецессии α постепенно уменьшается, и за время порядка 10-7-10-9 с (время релаксации) становится равным 0. Магнитные моменты всех атомов выстраиваются по направлению Н0, так же ориентируется и вектор намагниченности М (величина М есть предел отношения результирующего магнитного момента феррита к его объему при стремлении последнего к нулю) и феррит оказывается намагниченным.
Пусть в феррите вместе с постоянным действует переменное магнитное поле с частотой ω, описываемое вектором Н, поляризованным в плоскости XOY, причем амплитуда Н<<Н0. Поскольку на магнитные моменты атомов теперь действует суммарное поле НΣ (рис. 1), вектор намагниченности феррита теперь имеет постоянную и переменную составляющие: М=М0+Мω и вращается вокруг направления НΣ. Если переменного магнитного поля нет, направление вектора М=М0 совпадает с направлением вектора Н0.
Возникновение преимущественной угловой ориентации магнитных моментов атомов и вектора намагниченности феррита М приводит к тому, что электромагнитная волна воспринимает намагниченный феррит как анизотропную среду, в которой вектор магнитной индукции B=||μ||H, где ||μ|| - тензор абсолютной магнитной проницаемости.
Из электродинамики известно, что для феррита, намагниченного полем Н0 вдоль оси OZ, тензор магнитной проницаемости имеет вид
, (2)
где ; ; – параметр, имеющий размерность частоты, определяемый свойствами феррита; μ0 = 4π10-7 Г/м – абсолютная магнитная проницаемость свободного пространства.
Тензор ||μ|| является антисимметричным. Это свидетельствует о наличии гиротропных свойств у намагниченного феррита, выражающихся в специфических явлениях, сопровождающих распространение ЭМВ в такой среде (в частности, вращение плоскости поляризации ЭМВ).
а) б)
Рис. 1. К пояснению свойств намагниченного феррита
В развернутом виде выражение (2) имеет вид:
,
где μ, k – комплексные элементы тензора магнитной проницаемости, зависящие от Н0 и частоты ω.
Таким образом, если вектор Н высокочастотного поля параллелен оси OZ, т.е. Hx=Hy=0, Hz=H, то вектор магнитной индукции имеет единственную компоненту Bz=μ0H, и гиромагнитные свойства в феррите не проявляются. Если же вектор магнитного поля Н имеет круговую поляризацию и плоскость вращения перпендикулярна намагничивающему полю, то вектор магнитной индукции также имеет круговую поляризацию, по направлению совпадающую с вектором Н. Действительно, положим H=x0H±jy0H, где x0, y0 – единичные векторы прямоугольной системы координат; нижний знак соответствует круговой поляризации правого вращения (по часовой стрелке, если смотреть в направлении Н0), а верхний – левого вращения (против часовой стрелки, если смотреть в направлении Н0). Найдем Bx , By и Bz:
– для правого вращения; (3)
– для левого вращения. (4)
В этих выражениях μ+ и μ– – комплексные абсолютные магнитные проницаемости феррита для волн круговой поляризации правого и левого вращений соответственно. Различные значения μ+ и μ– приводят к различию постоянных распространения и (ε=ε0εr – абсолютная диэлектрическая проницаемость феррита) и, естественно, фазовых скоростей волн с круговой поляризацией вектора Н правого и левого вращения. Зная направление и величину намагничивающего постоянного поля Н0, вычислив действительную и мнимую части μ+ и μ–, представив высокочастотное поле Н в виде линейной комбинации полей с круговой поляризацией правого и левого вращений, можно охарактеризовать происходящие в феррите гиромагнитные эффекты.
На рис. 2 представлены зависимости действительных и мнимых частей относительных магнитных проницаемостей и от величины намагничивающего поля Н0 . Мнимые части характеризуют потери энергии электромагнитного поля СВЧ. Резонансные свойства феррита характеризуются шириной линии ферромагнитного резонанса 2ΔН, определяемой по уровню Поэтому
2ΔН=1/(πγτ0),
а добротность феррита определяется относительной шириной линии ферромагнитного резонанса
Q=Н0/(2ΔН).
В ферритовых образцах конечных размеров внутреннее магнитное поле отличается от внешнего, в котором находится образец. Поэтому частота ферромагнитного резонанса зависит от формы образца и его ориентации относительно внешнего магнитного поля.
а) б)
Рис. 2. Зависимости действительных и мнимых частей относительных магнитных проницаемостей феррита от величины намагничивающего поля
На рис. 2 отмечены четыре области намагничивания, используемые в ферритовых устройствах СВЧ.
В области I (при Н0<<Нрез.) значения , а положительны и различны. Поэтому различаются постоянные распространения и и фазовые скорости и распространения ЭМВ с правым и левым направлениями вращения плоскости поляризации вектора Н. Это явление используется в приборах, работающих на основе различия фазового сдвига волн левого и правого вращения при прохождении ими слоя феррита, например, в поляризаторах на эффекте Фарадея, циркуляторах и фазовращателях СВЧ.
В области II (при Н0<Нрез.) значения , а При этом феррит существенно искажает структуру поля волны с правым вращением вектора Н. Это явление при Н0=Нсм используется в вентилях со смещением поля, а при Н0=Н┴ (когда ) – в вентилях на основе поперечного ферромагнитного резонанса.
В области III (при Н0~Нрез.) , что приводит к резкому возрастанию поглощения ферритом энергии волны с правым вращением вектора Н из-за ферромагнитного резонанса. При совпадении частоты СВЧ колебаний ω с частотой ферромагнитного резонанса ωН волна с правым вращением вектора Н создает силу, вызывающую вынужденную незатухающую прецессию магнитных моментов атомов и вектора намагниченности феррита, следовательно, энергия волны СВЧ колебаний будет интенсивно поглощаться ферритом. Это явление используется в резонансных ферритовых вентилях.
Область IV (при Н0>Нрез.) используется для реализации зарезонансных циркуляторов.
Продольное распространение электромагнитных волн в намагниченном феррите
Пусть в намагниченном до насыщения феррите вдоль направления намагничивания (ось OZ) распространяется плоская линейно-поляризованная ЭМВ. Из уравнений Максвелла следует, что поле этой волны поперечно, т.е. продольные компоненты векторов Е и Н равны нулю. При этом проявляется эффект Фарадея, заключающийся в повороте плоскости поляризации волны на некоторый угол φ при прохождении через продольно намагниченный феррит (см. рис. 3). Значение намагничивающего поля Н0 должно соответствовать области 1 на рис. 2. Линейно поляризованная волна может быть представлена в виде комбинации равноамплитудных волн с круговыми поляризациями векторов Н и Е правого и левого вращений с различными постоянными распространения и характеристическими сопротивлениями:
и , и .
Подчеркнем, что для волн с круговой поляризацией намагниченный феррит будет представлять собой изотропную среду с абсолютной диэлектрической проницаемостью ε и скалярными абсолютными магнитными проницаемостями μ+ ≠μ- .
Фазовые скорости этих волн также будут различными:
и .
Из-за различия магнитных проницаемостей феррита для этих волн они имеют различные фазовые скорости и приобретают различные фазовые набеги при распространении на одинаковое расстояние. Таким образом, линейно-поляризованная волна распространяется в феррите с фазовой скоростью
,
где – среднее значение постоянных распространения волн с поляризациями правого и левого вращения. На выходе ферритовой среды в результате сложения волн с круговыми поляризациями вновь возникает линейно-поляризованная волна; текущий угол φ(z), образуемый ее плоскостью поляризации с осью OX, определяется выражением
При прохождении волной в феррите расстояния L плоскость поляризации повернется на угол (рис. 3, а)
Поворот плоскости поляризации всегда происходит по часовой стрелке, если смотреть в направлении вектора намагничивающего поля Н0 и не зависит от направления распространения волны, т.е. эффект Фарадея является невзаимным эффектом: при распространении волны в обратном направлении вектор Н дополнительно повернется на угол φ и окажется повернутым относительно исходного положения на угол 2φ(L) (рис. 3, б).
Рис. 3. Невзаимное вращение плоскости поляризации ЭМВ в продольно-намагниченном феррите (эффект Фарадея)
Электрическое поле рассматриваемой волны при этом имеет эллиптическую поляризацию, поскольку характеристические сопротивления волн с поляризацией правого и левого вращения различны и, соответственно, Еx ≠Ey.
Эффект Фарадея проявляется и в продольно-намагниченной плазме, которая характеризуется тензором ||ε||.
С учетом выражений для μ и k, входящих в тензор магнитной проницаемости, абсолютные магнитные проницаемости μ+ и μ- для волн с круговой поляризацией правого и левого вращения могут быть представлены в виде
; .
Очевидно, что при совпадении частоты волны с частотой прецессии магнитных моментов атомов ω=ωH скалярная магнитная проницаемость для волны с круговой поляризацией правого вращения μ+ стремится к бесконечности, и, следовательно, фазовая скорость этой волны – к нулю (без учета потерь) и распространение волны прекращается. Частота ωH=ωH1 называется круговой частотой продольного ферромагнитного резонанса.
С другой стороны, при ω=ωH энергия волны с круговой поляризацией правого вращения будет затрачиваться на поддержание вынужденной прецессии магнитных моментов атомов и эта волна будет интенсивно затухать, о чем говорит резонансное возрастание при Н0=Нрез (рис. 2, б). Это явление называется продольным ферромагнитным резонансом и наблюдается только для волны с правой круговой поляризацией, волна же с круговой поляризацией левого вращения будет распространяться в феррите практически без ослабления.
Поперечное распространение электромагнитных волн в намагниченном феррите
Пусть в намагниченном до насыщения феррите перпендикулярно направлению намагничивания (ось OZ), например, вдоль оси OX распространяется плоская линейно-поляризованная волна (рис. 1).
При нормальном падении на поперечно-намагниченную ферритовую пластину волны с вектором Н, вращающимся в поперечной плоскости, и совпадении положений вектора Е волны и вектора Н0, в случае круговой поляризации левого вращения волна будет проходить сквозь пластину практически без ослабления; случае круговой поляризации правого вращения при ω=ωH возникнет ферромагнитный резонанс и волна будет интенсивно затухать как и при продольном ферромагнитном резонансе.
При нормальном падении линейно-поляризованной волны на поперечно-намагниченную пластину и несовпадении положений вектора Е волны и вектора Н0 , в пластине, как следует из уравнений Максвелла, одновременно возбуждаются обыкновенная и необыкновенная волны, которые вследствие разности фазовых скоростей в пластине на ее выходе оказываются несинфазными и, суммируясь, дают волну эллиптической поляризации. Явление преобразования гиротропной пластиной линейно поляризованной волны в волну с эллиптической поляризацией называется эффектом Коттона-Мутона (эффект магнитного двойного лучепреломления). При выключении постоянного намагничивающего поля необыкновенная волна исчезает и двойное лучепреломление не возникает.
У обыкновенной волны электромагнитное поле поперечное, ее постоянная распространения и характеристическое сопротивление определяются выражениями
, .
Обыкновенная волна распространяется в феррите и при отсутствии поля Н0 как в изотропном диэлектрике с абсолютными магнитной μ0 и диэлектрической ε=ε0εr проницаемостями и представляет собой поперечную (Т) волну.
У необыкновенной волны электрическое поле линейно поляризовано (в данном случае в плоскости YOZ), а магнитное поле имеет эллиптическую поляризацию в плоскости распространения XOZ, поскольку вектор Н имеет как поперечную, так и продольную составляющие, что характерно для волны Н-типа. Постоянная распространения, фазовая скорость и характеристическое сопротивление необыкновенной волны определяются выражениями
, .
Обозначим . Очевидно, что при μ=0 фазовая скорость необыкновенной волны стремится к нулю, т.е. в отсутствие потерь эта волна не может распространяться в феррите. Это явление имеет место на частоте
,
называемой круговой частотой поперечного ферромагнитного резонанса. При наличии диэлектрических потерь волна распространяется, но интенсивно затухает, поскольку волновое число β2 становится комплексным, а при некотором значении намагничивающего поля , μ2 стремится к бесконечности, следовательно, мнимая часть волнового числа β2, определяющая потери энергии СВЧ поля в феррите, тоже стремится к бесконечности.
Таким образом, затухание волны при поперечном ферромагнитном резонансе вызвано наличием диэлектрических потерь в феррите. Надо отметить, что напряженность намагничивающего поля , при которой наступает поперечный ферромагнитный резонанс, оказывается значительно меньшей Нрез. (рис. 2). Это облегчает построение вентилей, позволяя использовать постоянные магниты с меньшей массой и габаритами. Поперечный ферромагнитный резонанс является невзаимным эффектом.
Эффект смещения поля
Эффект смещения поля возможен и в продольных, и в поперечных магнитных полях в случае μ<k. При этом величина намагничивающего поля Нсм должна соответствовать области II на рис. 2, а. В этой области значение действительной части магнитной проницаемости феррита для волн правого вращения оказывается , что соответствует мнимому значению постоянной распространения . Поэтому такая волна в ферритовом образце конечных размеров будет иметь экспоненциально убывающую амплитуду, как в запредельном волноводе. Распространение волны в нем невозможно и поле вытесняется из образца. Так как образец, как правило, размещается в линии передачи (например, в волноводе), это вытеснение приводит к смещению и искажению всей структуры поля волны с круговой поляризацией правого вращения. При этом волна с круговой поляризацией левого вращения, для которой , распространяется в феррите как в обычном диэлектрике с повышенными значениями диэлектрической и магнитной проницаемостей. Эффект смещения поля является невзаимным.