Книги по разным темам Журнал технической физики, 1997, том 67, № 10 05;09 Туннельная интерференция встречных волн в области отрицательной магнитной проницаемости й С.А. Афанасьев, Д.И. Семенцов Филиал Московского государственного университета им. М.В.Ломоносова, 432700 Ульяновск, Россия (Поступило в Редакцию 4 апреля 1996 г. В окончательной редакции 5 августа 1996 г.) Рассмотрена интерференция двух когерентных волн сверхвысокочастотного диапазона, нормально падающих на противоположные стороны поперечно намагниченного слоя феррита с пренебрежимо малыми потерями в области отрицательных значений эффективной магнитной проницаемости. Показано, что вследствие эффекта туннельной интерференции внутри слоя формируется не зависящий от координаты поток энергии.

Подбирая соответствующие значения внешнего магнитного поля, фаз и амплитуд падающих волн, можно реализовать просветление ферритового слоя.

В [1] экспериментально установлена возможность на- до насыщения в своей плоскости постоянным внешним блюдения интерференции встречных волн сверхвысоко- магнитным полем H, приложенным вдоль оси z. На частотного диапазона в тонких металлических пленках. слой из вакуума падают встречные плоские когерентные Характерной особенностью интерференции данного ти- волны, распространяющиеся вдоль и против оси y. Пусть па, названной авторами [1] ФтуннельнойФ, является на- A и B Ч действительные амплитуды волн, A и B Чих личие внутри поглощающего слоя интерференционного начальные фазы. Волны линейно поляризованы так, что потока энергии встречных волн, величина которого проэлектрический вектор в них ориентирован параллельно порциональна мнимой части волнового числа. В отличие полю H. При выбранных ориентации подмагничиваюот потоков энергии однонаправленных волн, экспоненцищего поля и поляризации падающих волн в магнетике ально спадающих вдоль направления их распространения будет распространяться волна с комплексной постоянв поглощающей среде, туннельный поток является незаной распространения k = k0()1/2 = k - ik, где тухающим. При нормальном падении встречных волн на k0 = /c, Ч циклическая частота, c Ч скорость пластинку идеального диэлектрика интерференционный света в вакууме, Ч диэлектрическая проницаемость, а поток внутри нее образуется только однонаправленными эффективная магнитная проницаемость = - a/, волнами [2], возникающими при отражениях от границ и ia Ч диагональная и недиагональная компоненты раздела сред. Однако туннельная интерференция возможтензора магнитной проницаемости магнитогиротропной на и в непоглощающих средах в случае чисто мнимого среды [7]. Электрическое и магнитное поля внутри волнового числа. Так, при полном внутреннем отражении слоя можно представить в виде суперпозиции двух волн, волны от достаточно тонкого (толщиной порядка длины распространяющихся в противоположных направлениях, волны) прозрачного слоя ее энергия частично проникает сквозь слой вследствие образования не зависящего ez = F+ exp(-iky) +F- exp(iky) exp(it), от координаты внутри слоя туннельного потока [3].

Интерференционным потоком энергии, возникающим в hx = F+ exp(-iky) - F- exp(iky) exp(it), таком слое в конфигурации встречных волн [4], можно управлять, изменяя разность фаз падающих на слой волн.

Особый интерес представляет туннельная интерферен- hy = i hx, (1) a ция в магнитоупорядоченных средах, поскольку в этом случае появляется возможность управления потоками =(/)1/2 = -i Ч комплексный волновой где энергии с помощью внешнего магнитного поля в области импеданс.

ферромагнитного резонанса [5].

Решение граничной задачи приводит к выражениям В настоящей работе показана возможность наблюдедля комплексных амплитуд встречных волн ния туннельной интерференции при нормальном прохождении встречных волн сверхвысокочастотного диапазоF = G-1 (1 )A exp i(A kd) на через плоскопараллельный слой магнетика в области, где потери практически отсутствуют и эффективная маг+(1)Bexp i(B + k0d), нитная проницаемость принимает отрицательные значения. В указанной области имеет место полное отражение волны, падающей на поверхность полубесконечной ферG = (1 + )2 exp(ikd) - (1 - )2 exp(-ikd). (2) ромагнитной среды [6].

Пусть плоский слой магнитоупорядоченной среды, Для y-компоненты, усредненной по периоду плотности ограниченный плоскостями y = 0 и y =d, намагничен потока энергии S =(c/8)Re [e, h], переносимой волна78 С.А. Афанасьев, Д.И. Семенцов ми внутри слоя, имеем начальных фаз падающих на слой волн A - B, их амплитуд A и B, а также величиной интерференционного Sy =(c/8) |F+|2 exp(-2k y) -|F-|2 exp(2k y) коэффициента I = 2(RT )1/2. Изменяя эти величины, можно регулировать прозрачность слоя и изменять на правление переноса энергии через него.

+ 2 Im F+F- exp(2ik y). (3) Для проведения численного анализа выберем слой с параметрами монокристаллического иттриевого ферритПолевая зависимость эффективной магнитной програната [6]: = 14.7, 4M = 1.75 103 Gs на частоте ницаемости = (H) имеет резонансный харакf = /2 = 1010 Hz. В этом случае Har = 1820 Oe, тер, причем в интервале полей, меньших резонансноHr = 2800 Oe. Для выбранного материала можно го поля Hr, но больших поля антирезонанса Har, где пренебречь электрическими потерями (тангенс диэлекHr = 42M2 +(/)2 1/2 - 2M, Har = / - 4M, трических потерь не превышает 0.007). Ширина линии действительная часть эффективной магнитной прони ферромагнитного резонанса H не превышает 1 Oe, цаемости является отрицательной. В приведенных поэтому в области полей Har < H < Hr - H малы соотношениях M Ч намагниченность насыщения, Ч и магнитные потери. Так, для поля H = 2750 Oe имеем гиромагнитное отношение. Если электрические и магтангенс магнитных потерь tg = 0.02, k = 1.2, нитные потери отсутствуют, то в указанной области k = 57.5, = 0.05, = -1.87. Таким образом, полей величины k и будут чисто мнимыми даже для полей, достаточно близких к Hr, выполняются условия k k, | |, являющиеся критерием k = -ik = -ik0(||)1/2, того, что при интерференции встречных волн в слое = -i = -i(||/)1/2. (4) будут преобладать эффекты туннельной интерференции.

На рис. 1 приведены зависимости коэффициентов T Отсутствие действительной части у постоянной рас(кривые 1, 1 ) и I (кривые 2, 2 ) от толщины слоя d для пространения означает, что в среде не могут распрострадвух значений поля из области < 0: H = 2300 (1, 2) няться бегущие электромагнитные волны. Выражения и 2700 Oe (1, 2 ). Начиная с некоторого значения d (1) описывают в этом случае систему экспоненциально величина интерференционного коэффициента I превосспадающих вдоль и против направления оси y полей.

ходит величину коэффицента пропускания T, при этом Выражение (3) для потока энергии принимает вид зависимость I(d) имеет четко выраженный максимум.

Sy =(c/4) Im (F+F-), (5) Таким образом, для каждого значения поля имеется область толщин слоя вблизи максимума величины I, в откуда следует, что перенос энергии через слой магне(ab) которой интерференционный поток Sy будет давать тика без потерь в области < 0 осуществляется за существенный вклад в величину полного потока энергии.

счет суперпозиции полей, затухающих вдоль противопоДля слоя фиксированной толщины имеется аналогичная ложных направлений внутри слоя, в результате которой область вблизи некоторого значения поля H. На рис. образуется незатухающий поток энергии. Подставляя (2) приведены полевые зависимости величин T (1, 1 ) и в (5), получаем, что полный поток энергии в рассматриI (2, 2 ) при d = 0.25 (1, 2) и 0.50 mm (1, 2 ). Видно, ваемом случае включает в себя три составляющие:

что при d = 0.25 mm вблизи резонансного поля (при (a) (b) (ab) H 2740 Oe) имеется максимум интерференционного Sy = Sy + Sy + Sy коэффициента I. По мере увеличения толщины слоя =(c/8)(TA2 - TB2 - IAB sin ), (6) где T = 4( )2/|G|2, I = 2[T(1 - T )]1/2, а величина = A - B - k0d имеет смысл разности фаз падающих волн на границах раздела сред.

Вне слоя ввиду непрерывности тангенциальных составляющих полей на границах раздела величины полного потока и отдельных его компонент сохраняются. Так, в ( области y > d Sya) является потоком прошедшей через ( слой волны с амплитудой A, а поток Syb) Ч суммой потоков падающей и отраженной волн с амплитудой B с учетом их знаков. Отсюда следует, что величина T имеет смысл энергетического коэффициента пропускания слоя.

Из-за отсутствия потерь T = 1-R, где RЧ коэффициент (ab) отражения. Интерференционный поток Sy одинаков во всех трех областях рассматриваемой системы. Его велиРис. 1. Зависимости коэффициентов T (1, 1 ) и I (2, 2 ) от чина и направление определяются значениями разности толщины слоя d.

Журнал технической физики, 1997, том 67, № Туннельная интерференция встречных волн в области отрицательной магнитной проницаемости значении величина потока S без учета интерференционной составляющей оказывается больше TS0. Подбором соответствующей разности фаз ( = -/2) величина S может быть увеличена и при некотором значении близка к S0, т. е. к величине исходного потока энергии.

Величина потока, уходящего от границы слоя y = 0 в отрицательном направлении оси y, при этом обращается в нуль. Таким образом, за счет перераспределения энергии встречных волн при их интерференции осуществляется просветление слоя. На рис. 3, b, c эффект просветления проиллюстрирован при H = 2700 (R = T ) и 2500 Oe (R < T), для которых tg = 0.01 и 0.004 соответственно. Видно, что в случае R T увеличение потока S достигается исключительно за счет интерференционной (ab) Рис. 2. Зависимости коэффициентов T (1, 1 ) и I (2, 2 ) от составляющей Sy, а именно подбором соответствуювнешнего магнитного поля H.

щей разности фаз. При выполнении условия R = T максимум величины S достигается при = 0.5, т. е. если исходный поток делится поровну. Вблизи резонанса имеэтот максимум становится менее четко выраженным, ет место сильная зависимость коэффициентов R, T, I от смещаясь в область меньших значений H. величины H. Регулируя внешнее магнитное поле, можно Наличие интерференционной составляющей позволя- легко выходить на необходимый режим просветления.

ет осуществлять управление потоками энергии за счет Описанный эффект в чистом виде проявляется в изменения разности фаз падающих на слой волн. Расидеальном случае магнетика без потерь. В случае посмотрим, например, поток S, уходящий от поверхности глощающего магнетика величины k и имеют как слоя в области y > d в направлении оси y, действительную, так и мнимую части, что приводит к возникновению внутри слоя обычных затухающих поS =(c/8)(TA2 + RB2 - IAB sin ). (7) токов энергии волн, проникающих в слой. Однако для веществ с малыми электрическими потерями, характерПри изменении величина S изменяется с амплитудой ными для большинства сверхвысокочастотных ферритов IAB около среднего значения (c/8)(TA2 + RB2), предпри условии малости магнитных потерь (H порядка ставляющего собой сумму величин потоков прошедшей нескольких Oe), в области < 0 выполняются условия через слой волны с амплитудой A и отраженной волны с k k,. В этой ситуации преобладающий амплитудой B. Коэффициент I достигает максимального вклад в величины энергетических потоков дают потоки, значения при выполнении условия R = T, т. е. при образованные в результате туннельной интерференции.

T = 0.5. В этом случае при = /2 величина Описанный эффект может быть использован для упраS принимает минимальное значение, равное нулю, т. е.

вления потоками электромагнитной энергии в устройдостигается наибольшая глубина модуляции потока S.

ствах сверхвысокочастотного диапазона. Так, изменяя Согласно (7), при падении на слой из области y < разность фаз, можно осуществить эффективную модуволны с амплитудой A в области y >d имеется поток ляцию потока энергии. Подачей встречной волны можно S = (c/8)TA2 < S0, где S0 = (c/8)A2 Ч поток также добиться усиления сигнала, переносимого волной, падающей волны. Величина S может быть увеличена, падающей на ферритовый слой.

если исходный поток S0 разделить в некотором отношении и направить на противоположные границы слоя.

Пусть на поверхность y = 0 падает поток (c/8)A2, а на поверхность y = d Ч поток (c/8)(1 - )A2, где 0 < 1. На рис. 3 приведены зависимости нормированного на величину S0 потока S от величины для слоя монокристаллического иттриевого ферритграната толщиной d = 0.35 мм. Кривые 1Ц3 соответствуют среднему ( = 0; ), максимальному ( = -/2) и минимальному ( = /2) значениям S. Штриховой линией показан уровень исходного потока S0, принятый за 1, отраженного и прошедшего нормированных потоков волны с амплитудой A. Расчет на рис. 3, a произведен при H = 2750 Oe с учетом имеющих место в реальной Рис. 3. Зависимость нормированного потока энергии S/Sситуации потерь энергии. При указанном значении поля от величины для слоя толщиной d = 0.35 мм. = 0 (1), R > T. Если выполнено это условие, то при любом -/2 (2), /2 (3); H = 2750 (a), 2700 (b), 2500 Oe (c).

Журнал технической физики, 1997, том 67, № 80 С.А. Афанасьев, Д.И. Семенцов Список литературы [1] Сидоренков В.В., Толмачев В.В. // Письма в ЖТФ. 1990.

Т. 16. Вып. 3. С. 20Ц25.

[2] Афанасьев С.А., Ефимов В.В., Семенцов Д.И. // Опт. и спектр. 1994. Т. 76. Вып. 3. С. 475Ц478.

[3] Колоколов А.А., Скроцкий Г.В. // УФН. 1992. Т. 162. № 12.

С. 165Ц174.

[4] Бакрадзе Р.В., Брандт Н.Б., Толмачев В.В. // Механика сплошной среды. М.: ВЗПИ, 1984. С. 3Ц15.

[5] Семенцов Д.И., Ефимов В.В., Афанасьев С.А. // Письма в ЖТФ. 1993. Т. 19. Вып. 11. С. 6Ц11.

[6] Лакс Б., Баттон К. Сверхвысокие ферриты и ферромагнетики. Пер. с англ. М.: Мир, 1965. С. 284.

[7] Гуревич А.Г., Мелков Г.А. Магнитные колебания и волны.

М.: Наука, 1994. С. 23Ц30.

   Книги по разным темам