DE1640559A1

DE1640559A1 - Dielektrischer Wellenleiter

Info

Publication number: DE1640559A1
Application number: DE1967J0034816
Authority: DE
Inventors: Eaglesfield Charles Cecil; Kao Charles Kuen
Original assignee: International Standard Electric Corp
Current assignee: International Standard Electric Corp
Priority date: 1966-10-18
Filing date: 1967-10-17
Publication date: 1971-02-25
Also published as: US3549233A; CH477099A; DE1640559B2; GB1145630A; DE1640559C3

Description

Dipl.-Ing. H. Ciaessen
Pat entanwalt

7 Stuttgart-Zuffenhausen
Hellmuth-Hirth-Strasae 42

ISE 3744
C.C.Eaglesfield-C.K.Kao 17-5

INTERNATIONAL STANDARD ELECTRIC CORPORATION, 67 Broad Street, New York 4, N.Y., USA

Dielektrisoher Wellenleiter

Die Priorität der entsprechenden britischen Anmeldung 46448/66 vom 18· Oktober I966 wird in Anspruch genommen.

Die Erfindung bezieht sich auf einen dielektrischen Wellenleiter für die Übertragung elektromagnetischer Energie mit einem zylindrischen Kern aus einem transparenten, dielektrischen Festkörper. Solche Wellenleiter werden vorwiegend bei optischen Frequenzen oder im Mikrowellenbereich benötigt.

Es sind dielektrische Wellenleiter für die Übertragung elektromagnetischer Energie bekannt, die aus einem transparenten dielektrischen Kern bestehen, der von einer dielektrischen transparenten Schicht, dessen Brechungsindex geringer ist als der des Kerns, umgeben ist. Die

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be-gu -2-

Wellenfortpflanzung iat auf eine totale innere Reflexion an den zwischen Kern und Schicht befindlichen Grenzflächen zurückzuführen. Dieses schliesst Jedoch nicht aus, dass die Energie vollständig in dea Kern enthalten ist, da durch die totale innere Reflexion das Feld um einen kleinen Betrag in das Mediusi geringeren Brechungsindex eindringt. Das Feld erstreckt sich in die Schicht hinein, fällt aber sehr schnell alt dea Radius ab und kann deshalb in einem kleinen Abstand tob Kern als vernachlässigbar betrachtet werden·

Wenn der Wellenleiter für die Übertragung von Informationen benutzt werden soll, ist es wünschenswert, die Zahl der Wellentypen, ait welchen die Energie transportiert wird, zu beschranken, da ia allgemeinen jeder Wellentyp eine verschiedene Geschwindigkeit besitzt und die Information am Ende der Yellenführung für verschiedene Yellentypen zu verschiedenen Zeiten ankäae. Ua eine solche Verwirrung auszuschliessen, zieht man einen Wellenleiter vor, der nur einen einzigen Wellentyp zulässt.

Dieses kann man dann erreichen, wenn der Durchmesser des Kerns klein genug ist. Der kritische Durchmesser für einen einzigen Wellentyp hängt von dem Sprung des Brechungsindex zwischen dea Kern und der Schicht ab. Wenn dieser Sprung gross ist, kann der Kerndurchmesser einen Bruchteil der Wellenlänge betragen, und das Feld des ersten

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Wellentyps kann wirksam genug in einem Durchmesser von wenigen Wellenlängen begrenzt werden. Venn der Sprung klein ist, kann der Kerndurchmesser ein paar Wellenlängen betragen, wobei sich das Feld entsprechend tiefer in die Schicht hineinjerstreckt.

Ls wird allgemein bevorzugt, den Durchmesser der Schicht

zn begrenzen, entweder um die Materialkosten oder den

Raumbedarf klein zu' halten oder die Biegbarkeit zu er- ä

höhen. Je nach der Wellenlänge kann der eine oder andere

Gesichtspunkt vorherrschen und danach die Ausführunge-

form bevorzugt werden.

Der Durchmesser der Schicht nuss jedoch gross genug sein, damit praktisch das gesamte Feld des Wellentype darin eingeschlossen ist. Bei Wellenlängen im Millimeterbereich ist der Raumbedarf der wichtigste Gesichtspunkt, und es soll deshalb der Durchmesser der Schicht auf etwa Io Wellenlängen begrenzt sein, vorausgesetzt, dass ein grosser " Sprung des Brechungsindex vorhanden ist. Bei dem oben erwähnten zweiten Fall der wesentlich kleineren optischen Wellenlängen ist ein kleiner Sprung des Brechungsindex vorhanden und es kann ein Schichtdurchmesser von ungefähr loo Wellenlängen gewühlt werden. Diese Wahl hat den Vorteil, dass die Energie weniger über den Querschnitt

-fc-

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konzentriert tat und die Welle mehr Energie ohne unnötige dielektrische Kraft transportieren kann.

Im allgemeinen liegt der gewählte Schichtdurchmesser im Bereich Ton Ιο-loo Wellenlängen. Welche Wahl auch immer getroffen wird, es ist notwendig, den Einfluss der äusseren Oberfläche der Schicht zu berücksichtigen.

Wenn die Schicht von einem Medium umgeben ist, das einen geringeren Brechungsindex aufweist, z. B. Luft, so entsteht Totalreflexion und die Schicht trägt dann selbst die Welle. Diese Schichtwellen entkräften die Bedenken, die gegen die Verwendung eines einzelnen Kernwellentyps gerichtet sind.

Wenn die Schicht von einem Medium höheren Brechungsindex umgeben ist, entsteht an der Grenzfläche zu diesem äusseren Medium eine Brechung und es ergibt sich dann die gleiche Erscheinung, wie an der Oberfläche des äusseren Mediums. Es tritt ausserdem an den Flächen zwischen der Schicht und diesem äusseren Medium eine Reflexion auf.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen Wellenleiter zu schaffen, der unter Berücksichtigung der obigen Ausführungen eine einwandfreie Wellenführung gestattet und herstellungstechnisch sehr einfach ist.

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BAD ORIGINAL

Gemäss der Erfindung weist der dielektrische Wellenleiter eine mit dem Kern in inniger Berührung stehende erste zylindrische Schicht aus transparentem dielektrischem Material auf_t dessen Brechungsindex kleiner ist als der des Kerns, sowie eine zweite, mit der ersten Schicht in engem Kontakt stehende dielektrische, zylindrische Aus s ens chi eh. t mit dem gleichen Brechungsindex jedoch geringerer Durchlässigkeit wie die erste Schicht·

Bs sei daraufhingewiesen, dass die Bezeichnung "Brechungsindex" nur für den realen Teil des Brechungsindex zutrifft und nicht auch für die imaginäre Komponente, die im allgemeinen kleiner ist als die reale Komponente, die die Undurchlässigkeit des Materials charakterisiert.

Ein Ausführungsbeispiel des Gegenstandes der Erfindung ist in der Zeichnung dargestellt. Hierin zeigen:

Fig. 1 einen Querschnitt durch einen zylindrischen, dielektrischen Wellenleiter,

Fig. 2 einen Längsschnitt durch den gleichen Wellenleiter.

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BAD ORIQiNAL.

Bei dem in Fig. 1 dargestellten Aueführungsbeispiel besteht der Kern 1 aus Glasfasern und wird von einer inneren Glasschicht 2 umgeben, welche ihrerseits von einer äusseren Glasschicht 3 ummantelt ist. Ursprünglich sind der Kern und die beiden Schichten von grösserem Durchmesser und ineinander angeordnet. Diese Anordnung wird dann erhitzt, bis dass das Glas flüssig wird, wonach die konzentrische Anordnung in Längsrichtung gestreckt wird, bis dass die herausgezogenen Fasern die gewünschten Diaensionen aufweisen» Beia Herausziehen des zähflüssigen Glases erfährt das ursprünglich lose Schichtmaterial einen Einschrumpfungsprozess· Der Brechungsindex des Kerns und der Schichten und die Durchlässigkeit der äusseren Schicht hängen von der Zusammensetzung des verwendeten Glases ab·

Im folgenden soll der übertragene Yellentyp in den beiden Schichten näher betrachtet werden. Es zeigt sich, dass es zwei Arten von Yellentypen gibt· Der erste Typ χ entsteht durch die Reflexion an der Grenzfläche zwischen der inneren Schicht 2 und der ausβeren Schicht 3. Wegen des gleichen Brechungsindex ist die Reflexion ausschliesslich auf die Änderung in der Durchlässigkeit zurückzuführen und weist keine Besonderheit auf mit Ausnahme derjenigen Yellentypen, die beim Einfall die Grenzfläche nur streifen.

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BAD ORlÄÖIr ^{? y}

Venn der Einfall weniger flach erfolgt, dringen die Wellen in die Mussere Schicht ein und werden an der ttuaaeren Fläche totalreflelciert (Ea wird davon ausgegangen, daaa die Auaaenachicht von Luft uageben iat). Hierdurch wird ein zweiter Wellentyp y erzeugt.

Beide Wellentypen werden gedaapfti die erittn Wellen durch die unvollständige Reflexion und die zweiten durch den doppelten Durchgang durch die teilweiae undurchlässige Auseenechicht. Der erate Wellentyp wird starker gedäapft, «•na die Auaaenachicht durohlMaaiger gewacht wird, wahrend der zweite Wellentyp eine atftrkere Daapfung erfahrt, indeai die Ausaenschicht undurchlKsaiger gemacht wird. Da beide Bxtreafalle nicht vorteilhaft sind, sollt· hiaslehtlich der Durchlässigkeit «in XoHproniss geschlossen werden.

Wenn die auaaere Schicht sehr dick 1st, so dass schon eine

sehr geringe Undurchlasslgkeit ausreicht, in eine hohe ί

Dämpfung dea zweiten Wellentype infolge des langen Weges

hervorzurufen, dann wird auch der erste Wellentyp stark gedaapft infolge der sehr geringen Reflexion. Dieses ist aber nicht günstig, da der Durchaesaer der Schicht be-

i«t.
schrankt Aind die ttussere Schicht den Oesaatdurchaesser

nicht stark vergr»sseren sollte.

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109809/0596 BAD ORfGiMAl,

Ee erscheint günstig, einen Durchmesser der Aussenschicht zu wählen, der den Schichtdurchmesser um etwa 1o $ überschreitet. Bei einer solchen äusseren Schichtdicke ist es möglich, einen Kompromiss hinsichtlich der Undurchlässigkeit zu erreichen, bei welcher die gleiche Dämpfung für die am wenigsten gedämpften Wellentypen beider Arten erreicht wird.

Im folgenden soll eine theoretische Berechnung einer geeigneten Undurchlässigkeit für die äussere Schicht vorgenommen werden für die zwei genannten Yellentypent

Erster Wellentypι

Dieser Wellentyp entsteht an der Reflexion der Grenzfläche zwischen der inneren und äusseren Schicht und ist mit χ gekennzeichnet (Fig.2).

Je nach dem, ob die Welle mit dem elektrischen Vektor in der Zeichenebene oder senkrecht hierzu polarisiert ist, sind die Koeffizenten der Amplitudenreflexion durch folgende Gleichung gegeben:

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BAD

1 + R,., / Ji\rt 1 + R., _n 11 (n + ik)cosQ 1 η cosO

1 - R₁₁ ~ η cos© ' 1 - R ~ (η + ik)cosQ '

wobei sinfl¹ . η ^_n-/ _λ .,

ist und wobei R₁ und R₁₁ die Amplitudenreflexionskoeffizenten an der Grenzfläche zwischen der inneren Schicht und der ausseren Schicht darstellen, η + ik der komplexe Brechungsindex der ausseren Schicht und η der Brechungsindex der inneren Schicht. Ferner bedeuten K s k/n oder Dämpfungskoeffizent (Löschungskoeffiζent) der ausseren Schuht und θ, Θ¹ die Einfalls- und Brechungswinkel an der Grenzfläche zwischen der inneren und der äusseren Schicht.

Hieraus ergibt sieht

cos© -^ ji - (1 - Xk)²SXn²QJ N-- !cos²© + 2ik sin²Qj

Da nur von einer geringen Undurchlässxgkeit der Schicht ausgegangen ist, wurde K in der vorstehenden Formel als klein angenommen.

-1ο-

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BAD

- Io -

Wie bereit· oben bemerkt, ist die Reflexion nur beachtlich bei nahezu streifenden Einfall, d.h. für einen Vert von 0 von ungefähr '' /2. Somit kann man sinO ungefähr als 1 und cosO ala sehr klein annehmen. Darüberhinaus kann man

2
davon ausgehen, das* cos 0 im Verhältnis zu 2K klein ist.

Diese Annahme wird später noch erläutert. Dann sind R₁- und R₁ gegeben durch:

T + R -^ cosO

- R CT 1 - cos© Cl - i)

R² ~=^ 1 - 2cosO

?72~

Die Dämpfung der Reflexion ist nahezu

db.

Da der axiale Abstand zwischen den Reflexionen (wenn man den Einfluss des Kerns vernachlässigt)

d tan© 2s —~
cosQ

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BAD

beträgt, wobei d der Kutter« Durchmesser der inneren Schicht bedeutet, dann 1st die Dämpfung pro axialer Längeneinheitt

8._a cot ft ..
* - i_o ab·

Um die geringste Dampfung dieser Wellentypen zu ermitteln, muss der kleinstmögliche Wert von cos· eingesetzt werden. Aus der obigen Formel ergibt sich, dass R-^-I ist. Dieser Wert trifft auch für die TE-WeIlentypen in einem hohlen kreisförmigen Wellenleiter mit einer reflektierenden Metallhülle zu. Die niedersten Wellentypen dieser Art entsprechen ungefähr den niedersten Typen der metallischen Wellenleiter, die mit TE bezeichnet werden und wofür gilts

cot« β 1.8*» ,

wobei 4 die in dem Dielektrikum gemessene Wellenlänge ist. Setzt man den Wert von coeO ein, so ergibt sich die niedrigste Dampfung des ersten Wellentyps von

I ²

3 — '— db/pro axiale Längeneinheit. (i) IT' d³

Zweiter Wellentyp ι

Diese Wellentypen entstehen bei Reflexion an der Grenzfläche zwischen der ausseren Schicht und werden mit y in Fig. 2 gekennzeichnet. Es wird davon ausgegangen, dass

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-12

BAD

der Einfall derart ist, dass praktisch durch die Grenzfläche zwischen der inneren und äusseren Schicht ein vollständiger Durchgang stattfindet. Dieses wird später noch näher erläutert.

Die Dämpfung pro Längeneinheit in der äusseren Schicht beträgt:

_db.

Bei einen Durchgang durch den Wellenleiter wird die äAssere Schichtdicke zweimal durchdrungen. Die Länge des Weges in der äusseren Schicht beträgt

2t/cosö,

wobei t die Dicke der äusseren Schicht ist und die Dämpfung pro Durchgang

beträgt.

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BAD ORIGINAL

Die axiale Länge eines Durchgange· (wenn man den Kern ver nachlässigt) beträgt:

(2t + d) tan O.
Die Dämpfung pro axiale Yellenlängeneinheit ist dann:

Den kleinsten Wert der Dämpfung erhält man nach dieser Formel durch Einsetzen von ein© m 1. Vie später noch erläutert wird, ist diese Annahme gerechtfertigt. Der Ausdruck kann vereinfacht werden, indem man annimmt, dass der Durchmesser der äusseren Schicht denjenigen der inneren Schicht um 1e $ überragt» Der geringste Dämpfungswert für den zweiten Wellentyp beträgt dann:

5 j db/axiale Längeneinheit. (2)

Angenommener Dämpfungsindex Venn die Ausdrücke (i) und (2) gleich sind, d. h.

3 = 5 j
ist, dann erhält man

κ. o. 7 4p² .109809/0596 (3)

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Di·*·« ist der ang*noaa«ne Dämpfungsindex. Das Minimum der Dämpfung wird erreicht bei

ψ * · (M

Bei einer optischen (sichtbaren) Wellenlänge von O.5 x 1o~ m und d/Jl m loo, vie bereite früher angenommen wurde, ist die Minimumdämpfung bei den Schichtwellen um 700 db/m (Gleichung h) , also eine« Wert, der die Dämpfung der Kernwellen so weit überragt, dass die Schichtwellen mit Sicherheit vernachlässigt werden können.(Die Dämpfung der Kernwellen wird durch die Durchlässigkeit der erhältlichen Materialien begrenzt! zur Zeit sind Materialien mit ungefähr 1 db/m erhältlich, aber es ist anzunehmen, dass zukünftig Materialien mit 0.0I db/m erhältlich sind.)· Die Dämpfung des Schichtmaterials ist bei diesem Beispiel zufällig ungefähr 75oo db/m, so dass eine Dicke von ungefähr 3 mm oder grosser vollständige Schwärze hervorruft.

Bei einer Wellenlänge im Millimeterbereich, z. B. 1o m, ist die Minimumdämpfung der Schichtwellen bei ein am Wert von ä./χ = Io, wie früher angenommen wurde, gleich 35 db/m. Um für den Millimeterbereich einsetzbar zu sein, lürfen die Wellentypen des Kerns eine Dämpfung von höchstens

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o.oi db/m aufweisen, so dass die Schichtwellen relativ hoch gedämpft werden, obschon hier ein geringerer Sicherheitsspielraim vorhanden sein kann als bei den optischen Wellenlängen (Die derzeit erhältlichen Dielektrika begrenzen die Dämpfung der Meilentypen dee Kerns auf ungefähr 1 db/m·)·

Anpassung des Brechungsindex

Der Brechungsindex der Musseren Schicht wurde gleich dem der inneren Schicht angenommen. Die notwendige Genauigkeit dieser Anpassung wird nun naher betrachtet·

Venn man h. * für die relative Änderung des Index annimmt, (der positive Wert zeigt an, dass der Brechungsindex der Museeren Schicht grosser ist), so ist bei einem negativen ¥ert von £ die Gefahr einer inneren Totalreflexion an den Grenzflächen. Es ist deshalb sicherer festzulegen, dass fc, nicht negativ ist. Bai einem positiven Wert von t.- ergibt sich eine sehr geringe Wirkung auf die Reflexion und auch auf die Dämpfung das ersten Wellontvps, vorausgesetzt, dass (L kleiner als K ist. Es ergibt sich deshalb folgendes Erfordernis!

o< E £ κ.

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BAD ORiQINAt

Es sei noch daraufhingewiesen, dass es einen kritischen negativen Wert von £ gibt, und zwar bei

1 + £ - sinO , .

wobei O der Winkel für den niedrigsten Wellentyp ist. Sosit ist:

1 + £ «1-1/2 / 1.84

\ rr

also <£' ■ - 1A ^κ·

Zu bemerken ist, dass K ±u Fall der optischen Wellen bei

-k
Io liegt, einem Wert, der bei Glas annehmbar ist. Xm

_2 Milliaeterbereich kann K ungefähr 1o sein. Dieser Wert trifft zu bei Kunststoff.

Während Glas das geeigneste Medium für die Fortpflanzung elektromagnetischer Energie bei optischen Frequenzen zu sein scheint, können auch andere Materialien für die Verwendung bei verschiedenen Frequenzen geeignet sein. So können «it Kunststoffen, die leicht gespritzt werden können, zufriedenstellende Ergebnisse für die Übertragung

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BAD ORiGfNAi

im Mikrowellenherd ich erzielt werden. Di· Verfahren zur Herstellung von Glas oder anderen Stoffen «it besonderen Brechungeindices und Durchlässigkeiten sind gut bekannt und brauchen hier nicht nSher erläutert zu werden·

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Claims

— IO —

Patiiitksiprttch

Ί. Dielektrischer Wellenleiter fur die Übertragung elektromagnetischer Energie mit einem zylindrischen Kern aus einem transparenten, dielektrischen Festkörper, gekennzeichnet durch eine mit dem Kern (f) in inniger Berührung stehenden ersten zylindrischen Schicht (2) aus transparentem dielektrische« Material, dessen Brechungsindex kleiner ist als der des Kerns, sowie einer zweiten, mit der ersten Schicht in engem Kontakt stehenden dielektrischen, zylindrischen Aussenschicht (3) mit dem gleichen Brechung·index Jedoch geringerer Durchlässigkeit wie die erste Schicht.
2. Dielektrischer Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der Durehmesser der ausseren Schicht mindestens 5 Jt grSsser ist als der Durchmesser der inneren Schicht.
3. Wellenleiter nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass der Durchmesser der Xusseren Schicht den Durchmesser der inneren Schicht um ungefähr Io % überragt.
4. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der Dampfungeindex des Materials der äusseren Schicht weniger

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BAD ORiGfNAI.

al· da· Zweifach· des Quadrat« au« de« Quotienten von der Wellenlänge und des Durcheesaer der äusseren Schicht beträgt.
5. Wellenleiter nach Anspruch h, dadurch gekennzeichnet, daas der Däapfungsiiidex ungefähr 70 £ des Quadrat« au« de· Quotienten von der Wellenlänge und dea Durchmesser der äusseren Schicht beträgt.
b. Wellenleiter nach Anspruch 1_a dadurch gekennzeichnet, dass der Quotient aus des Durchmesser der äusseren Schicht und der Wellenlänge zwischen Io und I00 liegt·
7. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet« dass er aus Glas besteht.
8. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet« | dass er aus Kunststoff besteht.

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BAD OBiGINAL.

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