Спецпрактикум по сверхвысоким частотам. Гусев Ю.А. - 66 стр.

                                    Рис.4.
        Зависимость постоянной распространения γ от положения феррита.

     При перемещении ферритового стержня влево от сечения а/2 = t3 поле
прямой волны в плоскости ХУ, перпендикулярной намагничивающему полю,
становится эллиптически поляризованным, появляется продольная составляющая
UXПР. У обратной волны также появляется продольная составляющая UУПР, но с
отрицательным     знаком.    Поэтому     поле    обратной    волны    будет
левополяризованным. Как известно из анализа тензора магнитной вос-
приимчивости, свойства ферритов неодинаковы для лево- и правополяризованной
волны. Этот невзаимный фазовый сдвиг дает возможность реализовать вентили
для пропускания волны только в одном направлении.

      Явление невзаимного поглощения в слабозаполненных регулярных
                              волноводах

    Явление ферромагнитного резонанса в волноводах с ферритами в отличие от
случая безграничной среды может быть невзаимным, т.е. проявляться по-разному
для волн, распространяющихся в противоположных направлениях. Регулярные
волноводы слабозаполненной системы - это волноводы, содержащие
цилиндрические образцы бесконечной длины. Рассмотрим систему (рис.3).
Потери в ферритах учитываются мнимыми частями выражений

       µ = µ ′ - j µ′′      µ1 = µ1 ′ - j µ1′′         К = К′ - j К′′    ε = ε′ - j ε′′   (12)

    Тогда затухание          волны          определяется        мнимой   частью      постоянной
распространения
                                               γ = γ′ - j γ′′

                                    ⎡ µ′′   ⎛ 1 ⎞
                                                  2
                                                           1      µ′′µ     1
                     γ ПР,ОБР = γ 0 ⎢ ⊥
                       ′
                       ′                    ⎜⎜      ⎟⎟ cos2 t3 + 2 0 2 sin2 t3 ±
                                    ⎢⎣ µ0    ⎝ аγ 0 ⎠      a    µ′ + µ′′   a


                       ⎛ K ′′ ⎞ 1            ε ′′ ⎛ K 0 ⎞
                                                          2
                                                                   ⎤t
                                        2 1                    2 1
                    ± ⎜⎜ ⎟⎟          sin t3 + ⎜   ⎜     ⎟
                                                        ⎟   sin t3 ⎥ 1       (13)
                       ⎝ µ ′′ ⎠ aγ 0      a  ε0 ⎝ γ 0 ⎠          a ⎥a
                                                                   ⎦