Файл: Ширман, Я. Д. Разрешение и сжатие сигналов.pdf

м е н ь ш е скорости акустических волн, а следовательно, скорости электромагнитных волн.

По мере приближения частоты / к частоте ферромагнитного резо­ нанса /фр групповая скорость спиновой волны падает, а фазовая нара­ стает. Фазовая скорость спиновой волны может поэтому с р а в н я т ь ­ с я с фазовой скоростью акустической сдвиговой волны ѵх и даже с фазовой скоростью электромагнитной волны. В областях таких сов­ падений спиновую волну нельзя рассматривать изолированно от других волн. Образуется комбинированная с п и н о в о - а к у с т и- ч е с к а я или с п и н о в о - э л е к т р о м а г н и т н а я волна. Некоторые закономерности, связанные с этим волнами, поясним, ис­ пользуя зависимости, полученные для спиновой волны.

ной горизонтальной прямой — соответствующий график для недиспер­ гирующей сдвиговой акустической волны. График фазовой скорости комбинированной волны имеет ветви I и II, представленные сплошны­ ми линиями. По виду он напоминает известный график частот связи двух связанных контуров. Ветвь I соответствует изменению комбини­ рованной волны от акустической на низких частотах к спиновой на более высоких. Ветвь II соответствует обратному переходу от спиновой на низких частотах к акустической на более высоких. Все это — раз­ новидности трансформации фазовой скорости и структуры волны п р и и з м е н е н и и ч а с т о т ы к о л е б а н и й в о з б у ж ­

ёинированной волны из акустической при сильных магнитных полях в спиновую при более слабых, ветвь же II — преобразованию спиновой волны в акустическую при ее распространении в сторону уменьшающе­ гося магнитного поля.

В более широкой области значений отношения ///фр и величины ѵф

Рис. 1.8.16. Зависимости фазовых скоростей су, спиновой, акустической (пунк­ тир) и комбинированных І,ІІ волн (сплошные линии) от отношения частот /У/ФР

Рис. 1.8.17. Зависимости фазовых скоростей ѵф спиновой, акустической, электро­ магнитной (пунктир) и комбинированных II, III волн (сплошные линии) от от­ ношения частот {/{фр.

Масштаб по оси оф — нелинейный.

спиновую. Продолжая распространяться в сторону уменьшающегося постоянного магнитного поля, спиновая волна преобразуется в акус­ тическую.

Наоборот, направляя акустическую волну в сторону возрастаю­ щего постоянного магнитного поля, ее можно последовательно пре­

фононном преобразованиях (при распространении в сторону у м е н ь-

ш а ю щ е г о с я постоянного магнитного поля), а также о фонон-

магнонном и магнон-фотонном преобразованиях (при распространенны

вая поляризация с определенным направлением вращения векторов переменных полей: электрического, магнитного и акустического сдви­ гового. Каждый из этих векторов должен вращаться по часовой стрел­

в акустическую (сдвиговую), также с круговой поляризацией. По­ следняя, пройдя кристалл, отражается от гладко полированного его торца. Направление вращения векторов деформаций относительно направления постоянного магнитного поля при этом не меняется. Поэтому, распространяясь в направлении увеличения интенсивности этого поля (уменьшения отношения ///фр), сдвиговая акустическая волна последовательно преобразуется в спиновую и в электромагнит­ ную с круговой поляризацией. Последняя возбуждает выходной эле­ мент связи, ориентированный перпендикулярно входному.

кращается путь в кристалле электромагнитной волны, вносящей ма­ лое групповое запаздывание, зато увеличивается путь акустической

волны, приводящей к несравненно большим запаздываниям. Очень существенно также изменение группового запаздывания спиновой волны. Хотя она действует на малых расстояниях, ее групповая ско­ рость вблизи точки ферромагнитного резонанса весьма мала. Линей­ ность дисперсионной характеристики может быть обеспечена за счет рационального распределения напряженности постоянного магнит­ ного поля по длине кристалла. Очевидным недостатком рассматривае­ мого варианта устройства является невысокая степень развязки входа и выхода.

Этот недостаток устраняется, например, в фильтре (рис. 1.8.18, б). На концах цилиндрического стержня из монокристалла ЖИГ имеют­ ся пластины из алюмо-иттриевого граната (АИГ). Эти пластины не влияют на распространение электромагнитной волны по кристаллу ЖИГ, однако существенно влияют на распространение акустической волны. Пластины АИГ согласуются с ЖИГ, при этом обеспечивается хороший оптический контакт, достаточный для передачи сдвиговых колебаний. Возбуждаемая в ЖИГ электромагнитная волна, распростра­ няясь влево, в сторону убывания постоянного магнитного поля после­ довательно преобразуется в спиновую и затем в акустическую—сдви­ говую. Последняя попадает в левый кристалл АИГ. Как и спиновая волна, она является кругополяризованной. Составляющие этой волны, плоскополяризованные по осям кристалла АИГ, имеют неодинаковые скорости. По мере распространения изменяется поэтому первоначаль­ ный сдвиг фаз лІ2 между составляющими. За счет выбора толщины кристалла совокупное изменение этого сдвига на пути до отражающего гладко полированного торца АИГ и обратном до кристалла ЖИГ устанавливают равным пл (п = 1,2, ...). Входящая в кристалл ЖИГ (слева) результирующая акустическая волна имеет поэтому круговую поляризацию с направлением вращения, которое противоположно первоначальному. Такая волна уже не может быть преобразована в спи­ новую. Она проходит в правый кристалл АИГ, из которого возвра­ щается в ЖИГ справа, восстановив первоначальную поляризацию. В нарастающем (на пути распространения) постоянном магнитном поле волна этой поляризации преобразуется в спиновую. Спиновая волна преобразуется в электромагнитную, энергия которой выводится эле­ ментом связи (рис. 1.8.18,6) [101, 108, 124, 126].

Новый вариант разноса входного и выходного элементов фильтра на ЖИГ рис. 1.8.18, а с целью развязки (без использования АИГ) описан в [157]. Такая возможность достигается за счет переотражений акустической волны от наклонных по отношению к магнитному полю границ кристалла (на рис. 1.8.18 не показаны).

Исследовался также «вырожденный» (магнитостатический) фильтр [124], действующий на основе дисперсии «длинных» спиновых волн, без преобразования их в акустические. Приложенное к нему постоян­ ное магнитное поле неравномерно только на краях (рис. 1.8.18, в), где электромагнитные колебания преобразуются в спиновые и обратно. Полоса частот линейной дисперсии при этом сравнительно мала.

Для «невырожденных» фильтров достигаются полосы линейной дисперсии в сотни мегагерц и коэффициенты сжатия в сотни раз [124].

§ 1.8.4. ОПТИКО-АКУСТИЧЕСКИЕ ФИЛЬТРЫ СЖАТИЯ

Оптические методы обработки информации привлекают большое внимание [46, 81, 103, 124]. В соответствии со способом запомина­ ния информации можно выделить две группы методов:

1) с предварительной фотографической или термопластической записью принимаемых электрических колебаний [181];

2) с использованием конечного времени распространения ультра­

Вводя толщину пластины X, колебания, дошедшие до поверхности раздела х — Х, представим в виде еі2лѵ^~‘ х cosq>t/c—nysin<pt/c) .

При конечном размере пластины Y вдоль оси у можно наблюдать явление дифракции Фраунгофера. Свет на выходе пластины распро­ страняется не только в направлении ф0, но и в других направлениях ф. Напряженность поля Е плоской световой волны в одном из таких направлений найдем как результат интерференции волн, создавае­ мых элементарными гюйгенсовскими излучателями, расположенными

—У / 2

Здесь С — константа. Из соотношений (1), (2) получим закон дифрак­ ции на раскрыве