В тоже время для проведения аналитических расчетов различных технических устройств (широкополосных трансформаторов, фильтров и т.п) комплексное сопротивление индуктивности удобно подставлять в виде дробно-рациональной функции от ϳω с вещественными положительными коэффициентами, вычисленными через параметры, характеризующими физические свойства материала сердечника и определяющие его поведение в магнитном поле. Желаемое представление можно получить, используя результаты, опубликованные в работах [1,4,5].
В них ферромагнетик рассматривается как некая доменная структура, находящаяся в отсутствии магнитного поля в равновесном состоянии и характеризующаяся начальной намагниченностью М0 1) . При воздействии на материал магнитным полем напряженностью Н доменная структура выходит из своего равновесного состояния и переходит в состояние с намагниченностью М 2).
В свою очередь согласно с [1..6] изменение намагниченности материала М приводит к изменению положения доменных границ, которое может быть охарактеризовано величиной смещения положения доменной границы при равновесной намагниченности M0 до положения доменной границы при намагниченности М:
X=│X0-X│, где
X0=0 – положение доменной границы при намагниченности M0
X – положение доменной границы при намагниченности М
_________________________________________________________________
Под намагниченностью М понимается [2,3] величина:
M=∑PmV, где
Pm – суммарный магнитный момент доменов, находящихся в достаточно малом объеме V
В переменном магнитном поле Н(t) намагниченность М=М(t)
_________________________________________________________________
В указанных выше работах, исходя из законов механики, движение доменных границ описывается феноменологическим уравнением в следующем виде:
FИ+FT+FY=FM, (2)
где FИ=md2xdt2 – сила инерции движения доменной границы с эффективной массой m;
FT=-βdxdt – сила трения;
β – коэффициент трения;
Fy=kx – упругая сила доменных границ;
k – коэффициент упругости;
FM=2µ0MsH – сила, действующая на доменную границу со стороны магнитного поля H
Мs – намагниченность насыщения;
µ0 – магнитная проницаемость в вакууме
Коэффициенты m,β,k феноменологического уравнения (2) могут быть определены из соответствующих экспериментов [4] или, как это будет показано далее - из частотных характеристик µ(p) или z(p)
Подставляя в (2) значения соответствующих слагаемых, получим:
md2xdt2+βdxdt+kx=2µ0MsH (3)
Как видно из (3), движение доменных границ описывается дифференциальным уравнением второго порядка.
В процессе движения доменных границ, когда вся энергия движения переходит в потенциальную энергию упругих сил, движение x(t) замедляется и первыми членами в уравнении (3) можно пренебречь. Тогда можем записать:
kx=2µ0MsH
Для медленных процессов
H=Bµ0µн,
где µн - начальная магнитная проницаемость.
Следовательно:
x=2MsBµнk (4)
Подставляя (4) в (2) получим:
md2Bdt2+βdBdt+kB=µ0µHkH . (5)
Перейдя в уравнении (4) от оригиналов к изображениям, получим:
mp2Bp+βpBp+kBp=µ0µнkH(p), (6)
Где p – оператор Лапласа,
B(p), H(p) – изображения временных функций B(t) и H(t) соответственно.
Тогда:
B(p)H(p)=µ0µнkmp2+βp+k=µ0µнmkp2+βkp+1=µ0µнT2p2+2ξTp+1=µ0µ(p) . (7
Из структуры операционного уравнения (7) следует, что передаточная функция B(p)H(p) в переменном магнитном поле является колебательным звеном второго порядка с параметрами:
T0=mk = 1w0 – постоянная времени колебательного звена;
w0 – круговая частота собственных колебаний доменной структуры;
ξ=km β= βT0 – коэффициент затухания колебаний доменных структур;
K=µ0µН – коэффициент передачи по постоянному сигналу.
Анализируя (7) можно увидеть, что для низких частот ( ω≪ω0=1T0) µp≅µн, тогда уравнение (7) преобразуется к общеизвестному виду (8):