DE2727485A1 - Resonator fuer hochfrequente elektromagnetische schwingungen - Google Patents
Resonator fuer hochfrequente elektromagnetische schwingungenInfo
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- H01P7/00—Resonators of the waveguide type
- H01P7/10—Dielectric resonators
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Description
301/77 Me/dh
PATELHOLD Patentverwertungs- und Elektro-Holding AG, Glarus
Resonator für hochfrequente elektromagnetische Schwingungen
Die Erfindung betrifft einen Resonator für hochfrequente elektromagnetische Schwingungen, welcher auch bei kleinem
Volumen einen hohen Gütewert aufweist.
Die wichtigsten Kenngrössen eines Resonators für elektromagnetische
Schwingungen sind seine Resonanzfrequenz f und die unbelastete Güte oder Eigengüte Q . Die bekannten
Bauformen lassen sich im Prinzip in offene und geschirmte Systeme aufteilen. Zur ersten Gruppe gehören u.a. der
Fabry-Perot-Resonator, die Microstrip-Resonatoren und gewisse dielektrische Resonatoren, zur zweiten Gruppe z.B. '
die verschiedenen Koaxial- und Hohlraumresonatoren, Triplate-Resonatoren
und auch dielektrische Resonatoren. Ihre Anwendung erfolgt im allgemeinen in frequenzbestimmenden
Schaltungen, z.B. in Form von Bandfiltern oder Bandsperren. Von praktischer Bedeutung sind insbesondere die Microstrip-
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und Triplate-Resonatoren in Schaltungen mit weniger hohen Selektionsanforderungen sowie die Koaxial- und Hohlraumresonatoren
in Schaltungen mit höherem bis sehr hohem Selektionsvermögen.
Microstrip- resp. Triplate-Resonatoren sind Schaltelemente in der unsymmetrischen resp. symmetrischen Stripline-Technik.
Uebliche Bauformen sind der offene λ/2-Resonator, der Kreisscheibenresonator
und der Kreisringresonator. Besondere Vorteile sind die gute Reproduzierbarkeit, kleines Bauvolumen,
hohe Betriebssicherheit, preisgünstige Anfertigung. Nachteilig dagegen ist die geringe Eigengüte infolge der hohen galvanischen
Verluste. Beim Microstrip-Resonator kommen noch die etwa gleich grossen Abstrahlungsverluste hinzu, wogegen
die dielektrischen Verluste durchweg praktisch kaum ins Gewicht fallen. Stripline-Bandfilter haben deshalb relativ
hohe Durchlassdämpfung und ein schlechtes Selektionsvermögen. Sie eignen sich vorwiegend für Schaltungen, an deren Uebertragungsqualität
keine besonderen Anforderungen gestellt werden.
Dielektrische Resonatoren sind Volumenschwinger und werden in Form von Scheiben, Ringen, Zylindern, Quadern in Streifenleitungen
wie auch in Hohlräumen eingesetzt. Die Gruppe der offenen Resonatoren kann man in ein-, zwei- und dreidimensional
offene unterteilen. Damit ein offener Resonator schwing-
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fähig ist, muss das elektromagnetische Feld in der (oder den) offenen Richtung(en) nach einer Exponential- oder modifizierten
Hankelfunktion abnehmen, welches Verhalten von den Abmessungen und Materialkonstanten des dielektrischen Körpers
und der jeweiligen Betriebsfrequenz abhängt. Der jeweilige Gütefaktor richtet sich beim ein- und zweidimensional offenen
Resonator nach den dielektrischen und galvanischen Verlusten, beim dreidimensional offenen nach den dielektrischen
und den abgestrahlten Verlusten. Besonders günstige Q -Werte
erhält man beim allseitig geschirmten Resonator, falls die Weite der Abschirmung mindestens etwa der doppelten grössten
Abmessung des dielektrischen Resonators entspricht. Höhere Gütewerte als der Eigenwert ctg J" des dielektrischen Stoffes
((J = Verlustwinkel) lassen sich jedoch beim dielektrischen Resonator nicht erreichen.
Obschon der dielektrische Resonator in der Literatur ausführlich beschrieben ist, findet man nur wenige konkrete
Anwendungen. Nachteilig sind insbesondere die relativ kleinen Abstände der nächsthöheren Oberschwingungen. Ferner
ist der Aufbau von Filterstrukturen mit gewissen Problemen verbunden. Um geringe Durchlassdämpfungen zu erhalten,
sind sehr verlustarme Dielektrika erforderlich.
Koaxiale "^/^-Resonatoren werden besonders in Topfkreisform
für Mehrkreisfilter verwendet, z.B. als Bandfilter mit kamm-
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- K-
artig (combline) oder fingerartig (interdigital) angeordneten
Leiterstrukturen. Bevorzugtes Frequenzgebiet: 500 MHz
bis etwa 5 GHz, wobei sich Eigengüten bestenfalls von Q = 2000-3000 erzielen lassen.
Hohlraumresonatoren gelangen vorwiegend in Schaltungen zur Anwendung, wo bei möglichst geringen Uebertragungsverlusten
eine hohe Selektion gefordert wird, z.B. für Antennenfilter
in hochempfindlichen Mikrowellenempfängern. Die erzielbaren
Eigengüten liegen, wenn man von Spezialfallen absieht, im
Bereich Q = 5000-10000. Nachteilig sind das relativ grosse Volumen im tieferen Frequenzgebiet sowie der nicht unerhebliche
mechanische Aufwand. Zwecks Gewichtsersparnis werden
als Resonatoren auch metallisierte Keramikkörper verwendet, welche Konstruktionen ebenfalls teuer und aufwendig sind.
Erfahrungsgemäss kann man bei allen bekannten Resonatorarten
hohe Eigengüten nur mittels grosser Leiteroberflächen bzw. grosser Feldvolumina erzielen. Diese Tatsache ist effektiv,
wie eine nähere Betrachtung zeigt, eine Folge der Isotropie des jeweils im Resonatorraum vom elektromagnetischen Feld
durchsetzten Mediums.
Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen Resonator für elektromagnetische Schwingungen zu schaffen, welcher
auch bei kleinem Volumen einen hohen Gütewert aufweist.
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- sr-
Erfindungsgemäss wird dies dadurch erreicht, dass im Innern
eines elektromagnetisch geschirmten, aus einem Stoff mit geringer Dielektrizitätskonstante bestehenden Hohlzylinders
ein dielektrischer Draht aus einem Stoff mit hoher Dielektrizitätskonstante angeordnet ist, dass im dielektrischen
Draht eine E -Welle (kreisförmiges H-FeId, m = 1,2,3...) angeregt wird und dass die Abmessungen des dielektrischen
Drahtes, bezüglich Länge vorzugsweise im Sinne eines koaxialen, an den Enden offenen "X/2-Resonators (oder einem ganzzahligen
Vielfachen davon), in Abhängigkeit von den Dielektrizitätskonstanten der beiden Stoffe und der jeweiligen
Resonanzfrequenz so gewählt sind, dass sich im Räume des dielektrischen Hohlzylinders zumindest angenähert eine
stehende TEM-Welle einstellt.
Im einfachsten Fall können der elektromagnetische Schirm aus einem kreisförmigen Metallrohr und der dielektrische Hohlzylinder
vorwiegend aus Luft bestehen. Ferner ist die im dielektrischen Draht angeregte E -Welle vorzugsweise die En,-Welle
(TM -Mode).
Die Erfindung sei nunmehr anhand der Figuren und einiger mathematischer Darlegungen näher erläutert.
In Fig. IA ist ein bevorzugter Aufbau des erfindungsgemässen
Resonators in der Längs- und Queransicht dargestellt. Der
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dielektrische Draht 1 mit den Materialkonstanten u (Permeabilität)
und £ (Dielektrizitätskonstante) und dem Durchmesser D1 ist konzentrisch in einem kreiszylindrischen Metallrohr
3 mit dem Innendurchmesser D angeordnet. Das Medium 2 im Zwischenraum - z.B. Luft - habe (im Mittel) die
Materialkonstanten u„, <fp, wobei voraussetzungsgemäss möglichst
Up £~ <<^ /U £ sein soll. Der Durchmesser D und die
Länge I des dielektrischen Drahtes 1 sind so gewählt (vgl. unten: Theoretische Ergebnisse), dass bei der jeweiligen
Resonanzfrequenz im Aussenraum 2 zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle auftritt.
Fig. 2 zeigt ein Momentbild des Feldverlaufes, welcher sich
bei Anregung der En-WeIIe im dielektrischen Draht gemäss
der Erfindung einstellt. Wegen ü ^P^T/H £l w^rd d^e Je~
weilige Feldstruktur in radialer Richtung von der Leiterachse her aufgebaut. Durch entsprechende Wahl des Drahtdurchmessers
D im Vergleich zu den Materialkonstanten μ ,
£ und ix j £ sowie der jeweiligen Betriebsfrequenz lässt
sich daher stets ein Feldverlauf erzwingen, bei dem für E-Wellen die Längskomponente des elektrischen Feldes an der
Oberfläche des dielektrischen Drahtes verschwindet. Das elektromagnetische Feld im dielektrischen Hohlzylinder 2,
d.h. im Räume zwischen dem dielektrischen Draht 1 und dem Metallrohr 3 (vgl. Fig. IA), gleicht dann exakt demjenigen
zwischen Innen- und Aussenleiter einer Koaxialleitung (TEM-
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Welle). Die Phasengeschwindigkeit der sich nach beiden Richtungen ausbreitenden elektromagnetischen Wellen (= stehende
Welle) hängt dann nur noch von der Betriebsfrequenz und den Stoff konstanten u „, <f_ des dielektrischen Hohlzylinders 2
ab. Bei einer derartigen Wahl der Länge 6 des dielektrischen Drahtes, dass der jeweilige Phasenunterschied an den Drahtenden
gerade 180 (oder ein ganzzahliges Vielfaches hiervon) beträgt, erhält man den erfindungsgemässen Resonator.
Die Wechselwirkung (und Verteilung) der Feldkomponenten ist naturgemäss beim dielektrischen Draht eine andere als die
beim galvanisch leitenden. Der Gütefaktor des erläuterten Resonators muss sich deshalb, wie nachstehend auch gezeigt
wird, völlig anders verhalten, als dies z.B. beim konventionellen Koaxialleitungsresonator der Fall ist.
Im praktischen Fall muss möglichst μ = u = kx und <f_ = *
sein, weil dann bezüglich Einfluss dieser Stoffkonstanten auf
den Gütewert die günstigsten Verhältnisse vorliegen (vgl. unten: Theoretische Ergebnisse). Zudem sollte das Trägermedium
möglichst verlustarm sein. Sinngemässe Möglichkeiten für die Halterung des dielektrischen Drahtes 1 im Metallrohr
3 sind z.B. Abstützung über zwei dreiarmige Stege aus einem plastischen oder keramischen Stoff (in Fig. IA mit 4 angedeutet),
beim ?i/2-Resonator etwa im £/2-Abstand (t =
effektive Resonanzlänge), so dass sich deren elektrische
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Störungen wechselseitig aufheben, beim Α-Resonator etwa im /λ/2-Abstand (Spannungsknoten), ferner Fixierung des Drahtes
stirn- und/oder mantelseitig mittels dielektrischer Zapfen, den Zwischenraum mit Schaumstoff füllen u.a.m.
Anhand der in Fig. IA dargestellten Grundform des Resonators
sind verschiedene Abarten und Weiterbildungen möglich. Λ/4-Resonatoren
weisen allerdings wegen der Verluste in der Bodenfläche erheblich geringere Eigengüten auf. Eine günstige
Weiterbildung erhält man z.B. bei der Zusammenschaltung von zwei /^-Resonatoren zu einer kreisförmigen Ringleitung.
Auf die einzelnen Bauformen wird später (vgl. unten: Technischer Fortschritt) im Zusammenhang mit der Anwendung in
Filterschaltungen noch näher eingetreten, wo auch die Erläuterungen zu den Figuren IB und IC enthalten sind.
Der Resonator eignet sich vorzugsweise für Festfrequenzbetrieb. Innerhalb gewisser Grenzen ist aber auch eine Nachstimmung
möglich, z.B. mittels kapazitiv und/oder induktiv wirkender Stempel.
Bei dem erfindungsgemäss zwischen dielektrischem Draht und
Rohrwand erzwungenen Feldverlauf nach Potenzfunktionen ist ohne Rohr eine Schwingungsanfachung nicht möglich. Auch
ohne dielektrischen Draht ist eine Resonanz nicht möglich, solange der Rohrdurchmesser unterhalb des Grenzdurchmessers
gehalten wird. Beide Bauteile sind für die Funktionsfähigkeit des Resonanzsystems unerlässlich. Der dielektrische
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Draht bewirkt die Formierung der Feldkomponenten, so dass speziell bei der E -Welle an der Drahtoberfläche keine
Längskomponenten auftreten. Das Rohr hingegen sichert die Existenz der TEM-Welle im dielektrischen Hohlzylinder. Der
jeweilige Feldverlauf gleicht im dielektrischen Draht nur in radialer Richtung dem in einem dielektrischen Resonator,
in der Längsrichtung sowie im Aussenraum dagegen demjenigen
eines koaxialen 7>/2-Resonators. Das Resonanzsystem bildet
weder einen Hohlraumresonator noch einen echten dielektrisehen Resonator, daher das Kennwort der Anordnung: Quasidielektrischer
Resonator, im folgenden kurz auch QD-Resonator genannt.
Das günstige Verhalten des Resonators tritt erst oberhalb einer bestimmten Grenzfrequenz auf, welche vom gewählten
Rohrdurchmesser D? und der DK des dielektrischen Drahtes
abhängt. Im hier nicht interessierenden Grenzfall (D, = Dp)
entspricht die Anordnung exakt einem eindimensional offenen dielektrischen Resonator. Das Resonanzsystem lässt sich bis
ins Frequenzgebiet der mm-Wellen hinauf verwenden. Die konkrete
Anwendung ist in erster Linie eine Frage der verfügbaren Dielektrika zur Herstellung des dielektrischen Drahtes.
Bei sehr hohen Frequenzen genügen schon Stoffe mit relativ niedrigen Dielektrizitätskonstanten, während im Mikrowellenbereich
bis zu den dm-Wellen hinab solche mit höheren bis sehr hohen DK-Werten erforderlich sind.
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Die grossen Vorteile des vorgeschlagenen Resonators zeigen sich insbesondere im Aufbau der Gütewertformel sowie im
Verhalten gegenüber den bekannten Resonatorarten (Stripline-, Koaxial-, Hohlraum-Resonator). Die nachstehenden Darlegungen
gelten für streng kreisförmige Leiterquerschnitte. Die Ergebnisse lassen sich jedoch unter bestimmten Bedingungen
auch auf Leiter mit anderen Querschnittsformen übertragen (vgl. unten: Technischer Fortschritt), z.B. rechteckig,
elliptisch, Anordnungen mit plattenförmiger Abschirmung.
a) Allgemeine Zusammenhänge
Der vorliegende Resonator ist eine Weiterbildung des den Gegenstand der früheren Anmeldung 1661/77 bildenden "Wellenleiters
zur Uebertragung elektromagnetischer Energie", auch "Quasidielektrischer Wellenleiter" genannt. Die dort für
ein Leitungssystem mit zweifach geschichtetem Dielektrikum genannten Zusammenhänge unter den einzelnen Parametern sind
deshalb auch hier massgebend. Sie werden im folgenden lediglich soweit erwähnt, als dies zur Beschreibung der Resonator-Eigenschaften
erforderlich ist.
Die jeweilige Phasenkonstante β der sich in einem Leitungssystem
mit geschichtetem Dielektrikum ausbreitenden Hybridmodi (HE -Wellen, EH -Wellen) ergibt sich aus den Lösungen
der sog. Eigenwertgleichung der betreffenden Anordnung. Im
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vorliegenden Fall sind dies Funktionen der Materialkonstanten des dielektrischen Drahtes ( /u, , ο*Ί ) und des dielektrischen
/ -L J-
Hohlzylinders ( u , /„), des Durchmesserverhältnisses
a = R-/R, = Dp/D und des Wertepaares x,y gemäss den Be-Ziehungen
x2 =
worin f = <^ο/2ΪΓ die jeweilige Betriebsfrequenz bedeutet.
Aus den Gleichungen (1), nach u; und /3 separiert, folgt
explizit
/1^-1 / 2 °2 1
und
/1 '■l /2 ^2
wobei voraussetzungsgemass (dielektrischer Draht im dielektrischen
Hohlzylinder) yu <f, ^>
xx £ zu setzen ist
Für die Berechnung der Resonatoreigenschaften gilt auch hier,
wie beim bisher vorgeschlagenen Wellenleiter, der relativ einfache Sonderfall gemäss der Annahme, das Zusammenwirken
der einzelnen Grossen sei bei der jeweiligen Betriebsfrequenz gerade so, dass die Phasenkonstante den Wert
/3 = U
aufweist, ρ hängt dann nur noch von der Kreisfrequenz co und
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/6
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_ den Materialkonstanten u?J j des dielektrischen Hohlzylinders
ab. Ist insbesondere yu~ = uQ, >' = jfQ, so entspricht
die Ausbreitungsgeschwindigkeit der elektromagnetischen Wellen exakt der Lichtgeschwindigkeit im freien Raum.
Die Einführung von GL(1I) in (1) führt wiederum auf y = 0
und daher nach der Eigenwertgleichung zu
J (x) = 0 oder χ = u (5)
η nm
für HE -Wellen (u = m-te Wurzel der Besselschen Funktion nm nm
n-ter Ordnung). Im Spezialfall η = 0 ist
J o(x) = ° oder x=u (= 2,^048 für m = 1) (6)
für E -Wellen. Mit dem obigen Wertepaar x,y = u ,0 lässt sich nach den Gleichungen (3) und (1I) auch sofort der jeweils
erforderliche Drahtdurchmesser D1 für die speziell
interessierenden HE -Wellen angeben. Nach kleiner Umrech-
nm
nung folgt hierfür
- D1 = ψ -ζ= , (7)
worin ^ die Betriebswellenlänge im freien Raum und μ , <f
nunmehr die relativen Stoffkonstanten bedeuten.
Bezüglich Dämpfung und Gütewert ergibt, wie beim früher vorgeschlagenen
Wellenleiter dargelegt, nur der Fall η = 0 der
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HE -Wellen (vorzugsweise die E0n-WeIIe) sinnvolle Vierte. Die
nm 01
Zusammenhänge für die EH -Wellen einschliesslich der H
nm om
Wellen sind deshalb hier weggelassen.
b) Resonanzfrequenz
Angenommen sei der praktisch interessanteste Fall, nämlich ein offener ?\/2-Resonator (gemäss Fig. IA), angeregt auf
der En,-Welle (m = 1). Bei gegebener Resonanzwellenlänge ^
im freien Raum und gegebenen Materialkonstanten folgt daher aus Gl.(7) mit unm = u = 2,40482 für den jeweiligen Drahtdurchmesser
Vl-'π -Λ.2 ^2
und aus Gl. (4) mit ßi = 1Tf für die erforderliche Drahtlänge
In Gl.(9) sind der Einfachheit halber allfällige Randeffekte weggelassen. Der Fehler dürfte aber, wie beim konventionellen
λ/2-Resonator, höchstens 10 % betragen. Der Durchmesser des
Resonanzelementes verhält sich somit zu seiner Länge wie
= 1,531). Im praktisch speziell interessierenden
=^rl = 1, £r2 ~ 1 und ^1 = £p ist also
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D1 = ^- (H)
;nd
Für die Bemessung des Resonanzelementes sind somit zwei
Bedingungen einzuhalten. Gl. (11) liefert einen derartigen Drahtdurchmesserwert, dass im Raum ausserhalb des dielektrischen Drahtes eine stehende TEM-Welle auftritt, und
Gl. (12) die entsprechende Resonanzlänge.
Bedingungen einzuhalten. Gl. (11) liefert einen derartigen Drahtdurchmesserwert, dass im Raum ausserhalb des dielektrischen Drahtes eine stehende TEM-Welle auftritt, und
Gl. (12) die entsprechende Resonanzlänge.
Zusätzlich ist darauf zu achten, dass das den Resonator umschliessende
Gehäuse keine Störresonanzen erzeugt. Dieser
Fall lässt sich von vornherein ausschliessen, wenn man den
Rohrdurchmesser D„ höchstens so gross wählt, dass dieser für die E -Welle (ohne Resonanzelement) stets unterhalb des
Grenzdurchmessers liegt. Es gilt also die Bedingungsgleichung
Fall lässt sich von vornherein ausschliessen, wenn man den
Rohrdurchmesser D„ höchstens so gross wählt, dass dieser für die E -Welle (ohne Resonanzelement) stets unterhalb des
Grenzdurchmessers liegt. Es gilt also die Bedingungsgleichung
U Λ
D0 ~ —— — (1;
oder zusammen mit Gl. (9) wegen 2j = 1,531'ΤΓϊ
D2=^l,5 · ß , (1
welche Forderung sich praktisch immer einhalten lässt. Das
Schirmrohr kann dann stirnseitig auch offen gelassen werden, ohne dass Energie abgestrahlt wird.
Schirmrohr kann dann stirnseitig auch offen gelassen werden, ohne dass Energie abgestrahlt wird.
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ORIGINAL INSPECTED
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c) Eigengüte
Im Falle y = 0 verlaufen die Feldkomponenten nur noch im dielektrischen
Draht nach Besselschen Funktionen, ausserhalb des Drahtes sind es reine Potenzfunktionen. Bei den HE
nm
Wellen sind zudem im Räume ausserhalb des Drahtes keine
Längskomponenten mehr vorhanden. Folglich lassen sich die im Resonator gespeicherte Energie sowie die galvanischen
und dielektrischen Verluste und damit die Eigengüte explizit exakt berechnen. Für die HE -Wellen erhält man hierfür unter
nm
der Annahme, dass der Stoff zwischen dielektrischem Draht und Metallrohr verlustfrei ist (wobei angenommen sei, dass die
Feldverteilung beim verlustbehafteten Resonator mit grosser Näherung dieselbe ist wie im verlustfreien Fall) und bei
Vernachlässigung der Endverluste die allgemeine Formel
'— + — Tg (n-ln a) + -2— Tg (n-ln a)
P-ο So n
111 *"
,2
+-rTg (n-ln a) <2
2 Cos2 (n-ln a)
worin ξ den Verlustwinkel des dielektrischen Drahtes, u
die Permeabilität des Schirmrohres und
cm
das Eindringmass des elektromagnetischen Feldes in die Rohrwand bezeichnen (cv = elektrische Leitfähigkeit in S/cm).
Gleichung (15) ist so geschrieben, wie sich die einzelnen
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Terme unmittelbar aus der Rechnung ergeben, so dass man den Einfluss der verschiedenen Grossen auf den Gütefaktor sofort
erkennen kann.
Im praktisch speziell interessierenden Fall, nämlich für /Vl = /Ur2 =/Url = 1 und <r2 ~ lj Λ-l = *r f°lgt
1 + <fr tJ (n-ln a) + ^ Tg (n-ln a)
N = o I l +
L
I p
(17)
£ Tg (n-ln a)
(η·1η a)
(gültig für HEnm-Wellen, η = 0,1,2,3·..), wobei nach Gl. (7)
bei gegebenem Rohrdurchmesser D nunmehr
a = ~-- T^-· Ί/d - 1 (18)
das jeweilige Durchmesserverhältnis a = V /O1 bedeutet. Dabei
ist zu beachten, dass stets a— 1 sein muss. £ muss also für jede u -Wurzel einen bestimmten Mindestwert aufweisen.
Die Bedingung hierfür folgt aus Gl. (18) für a = 1 zu
£>1 + (^f )2 * <5£)2 ' (19)
Gleichung (17) zeigt nun ein sehr interessantes Verhalten. Für η >>» 1 folgt zunächst
Ql'= ctg cT . (20)
( 7y=o
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Die Eigengüte entspricht dem Stoff-Gütewert des dielektrischen
Drahtes und zwar weitgehend unabhängig von den Grossen
<f , η und a. Ist dagegen η = 0 (Hauptmode), so folgt aus
(17)
Q) = Q0 = λ + 2'ln a · (21)
(y = 0 tgS + ψ
In=O K2
In diesem Fall nimmt die Eigengüte mit wachsendem £ ständig
zu, und zwar proportional mit In a, wobei a durch Gl.(18) für η = 0 gegeben ist. Theoretisch kann man also mit sehr hohen
ζ -Werten die Eigengüte Unendlich erzielen, und zwar unabhängig von den galvanischen und dielektrischen Verlusten.
Der Grund für dieses Verhalten liegt, wie die Rechnung zeigt, darin, dass die Energie für n— 1 vorwiegend im dielektrischen
Draht, für η = 0 dagegen mehrheitlich ausserhalb des dielektrischen Drahtes gespeichert wird. Die Feldkomponenten
und damit die Energiedichte können dabei (für η = 0) an der Aussenseite der Drahtoberfläche mit abnehmendem Drahtdurchmesser
sehr hohe Werte annehmen, so dass die Energiespeicherung vorwiegend nur noch dort erfolgt. Dies erklärt
auch die Tatsache, dass mit wachsendem Verhältnis a = Ό /Ό
der Einfluss der galvanischen und dielektrischen Verluste in gleichem Mass vermindert wird.
In Fig. 3 ist an einem Beispiel das Verhalten der Eigengüte,
berechnet nach Gleichung (17), als Funktion der Dielektrizi-
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- yar *<
tätskonstante £ für η = 0,1,2,4,8 und m = 1 dargestellt.
Annahmen: f = 10 GH;: resp. \ - 3 cm, Innendurchmesser des
Schirmrohres D = 10 mm, ferner tg aT = 2-10 , CN= 60-10
S/cm. Während für η — 1 die Eigengüte sehr bald dem Gütewert ctg S - 5000 des dielektrischen Drahtes zustrebt,
nimmt sie für η = 0 ständig zu. Schon bei relativ geringen
<f -Werten ergeben sich beachtliche Unterschiede. Für <f -100
z.B. ist bereits Q = 12000, wobei hier a = 4,33 ist,
d.h. der Durchmesser des dielektrischen Drahtes noch 2,31 mm beträgt bei einer Länge (nach Gl. (12)) von t = 15 mm.
Von allen möglichen Wellentypen sind die E -Wellen die einzigen, bei denen die Eigengüte mit wachsender Dielektrizitätskonstante
des dielektrischen Drahtes ständig zunimmt. Der günstigste Fall ergibt sich dabei für m = 1 (erste Wurzel
von JQ(x) = 0, χ = u = 2,4048), da dann nach Gl.(7) der
erforderliche Drahtdurchmesser D den kleinsten Wert annimmt bzw. nach Gl.(18) das Verhältnis a = D /D bei gegebenen
Grossen D / "\ und ζ den höchsten Betrag aufweist.
Wie Gleichung (15) für η = 0 nach Einsetzen der Grossen $
und a aus den Gleichungen (16) und (18) zeigt, wird Q umso grosser, je grosser S1, D„ und f sind. Die Veränderung von
Q ist durchweg monoton und einsinnig. Es existieren hier keine extremen Optimierungsbedingungen, wie dies z.B. bei
der Dämpfungskonstante des entsprechenden Wellenleiters der
Fan ist. 809847/0588
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Wie Gl. (15) hinsichtlich des Einflusses der übrigen Stoffkonstanten
für η = 0 zeigt, könnte man die Eigengüte zusätzlich noch dadurch vergrössern, dass man u „;>
1 macht, d.h. den Raum zwischen dielektrischem Draht und Schirmrohr z.B.
mit einem Ferrit ausfüllt. Nun haben aber solche permeablen Stoffe auch eine relative DK >
1 und zudem sind sie noch mit einem Verlustwinkel behaftet, so dass hierdurch die Eigengüte eher kleiner als grosser würde. Der Fall u . >
1 wie auch ein Rohrleiter aus einem permeablen Stoff (,u T ">» 1)
hätten ebenfalls eine geringere Eigengüte zur Folge. Ferner soll das Verhältnis f / £ , in Gleichung (15) für η = 0 nur
noch in a = Ό /Ό enthalten (vgl. Gl. (18), möglichst gross
sein. Die obige Annahme u =u„=u =1 und ξ - 1
liefert deshalb bezüglich Einfluss dieser Stoffkonstanten
auf die Eigengüte des Resonators die günstigsten Verhältnisse .
Bei Annahme eines Verlustwinkels cTP im dielektrischen Hohlzylinder
erhält der Nenner in Gl.(21) die Form
N = tg (S1) + 2tg (cT2) · In a + - . (22)
Das günstige Verhalten von Q gemäss Gl.(21) ist dann nicht
mehr vorhanden. Mit wachsendem f strebt Q —$>
CtE cT ,
rl ο 2
weshalb die Verluste im dielektrischen Hohlzylinder möglichst klein gehalten werden sollten.
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Im Falle des /N/4-langen QD-Resonators (C = (2p-l) · ^ /1I,
ρ = 1,2,3·.·) tritt anstelle des Nenners in Gl.(21) der Ausdruck
N = tg (<$"_ ) + ^2 + 1Tr (1 + 2 · in a). (23)
Auch hier wird das günstige Verhalten von Q gemäss Gl. (21)
gestört. Mit wachsendem £ , strebt Q —^- l/$o . Die galvanischen
Verluste in der Bodenplatte gehen allerdings desto weniger ein, je grosser die Länge 6 des Resonanzelementes gemacht
werden kann. Das gleiche gilt auch für den an den Enden kurzgeschlossenen O\ /2-QD-Resonator.
Falls ein Resonator nur reine Leitungsverluste enthält, ist seine Eigengüte unabhängig von dessen Länge. Allfällige Endverluste
verteilen sich in ihrer Wirkung stets auf die gesamte Resonatorlänge. Jene kommen deshalb umso weniger zur
Geltung, je länger der Resonator ist.
Auch beim vorgeschlagenen, an den Enden offenen QD-Resonator können bei gewissen Durchmesserverhältnissen infolge Feldverzerrung
merkliche Endverluste auftreten. Diese lassen sich aber leicht durch entsprechende Bombierung der Endflächen
bzw. Abrundung der Endkanten auf ein belangloses Mass vermindern. Sie entfallen ganz, falls der QD-Resonator z.B. aus
einer kreisförmigen Ringleitung besteht.
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d) Vergleich mit Koaxialleitungsresonator
Das vorzügliche Verhalten des QD-Resonators geht schon aus
dem Beispiel gemäss Fig. 3 hervor. Die Vorteile z.B. gegenüber dem Stripline-Resonator, nämlich wesentlich höhere Eigengüte bei etwa gleichen Abmessungen, sind offensichtlich. Auch
gegenüber dem dielektrischen Resonator lassen sich beachtlich bessere Gütefaktoren erzielen. Im Prinzip können sogar
die sehr hohen Gütewerte der Hohlraumresonatoren realisiert werden, wozu allerdings Stoffe mit verhältnismässig
hohen <f -Werten erforderlich sind. Die aussergewöhnlichen
Eigenschaften des QD-Resonators zeigen sich besonders im Vergleich zum Verhalten des konventionellen Koaxialleitungsresonators.
Die Eigengüte des offenen /\/2-Koaxialresonators ist bei
Annahme von gleichen Stoffkonstanten der Leiter und Luft
als Zwischenmedium bestimmt durch
KA _ In b D M
Q " ΓΤΤ" "5 ' (24)
worin das Durchmesserverhältnis b = D/d ausser im Zähler auch im Nenner vorhanden ist. Das Maximum dieser Funktion liegt
bei b = b ^ 3,6. Damit gilt für den jeweils möglichen Höchstwert
KA „KA 1 D . .
Qmax = Qo = b-'J * (25)
Die Grossen b und D sind unabhängig von der jeweiligen
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Resonanzfrequenz. Der Vergleich von Gl.(25) mit (21) liefert nunmehr eine Bedingungsgleichung dafür, welchen Veflustwinkel
der Stoff des dielektrischen Drahtes höchstens haben darf,
damit die Eigengüte des QD-Resonators gleich oder höher als die des konventionellen ^/2-Koaxialresonators ist. Für
0^- ^\ und D = D folgt hierfür mit Gl. (25) nach einiger
Umstellung
tgJ ^ [3 + 2 · in (|)j /θξΚ,
(26)
worin a - D„/D bei gegebenen Grossen D / ^ und / durch
Gl.(18) bestimmt ist (u = uQ1 = 2,40482). Der jeweils
höchst zulässige Wert wächst proportional mit In a. Beispielsweise
folgt für a = bQ und Q = 2500 die Forderung: tg S —
-4
12 · 10 . Nur ein sehr schlechter Verlustwinkel des dielektrischen
Drahtes könnte die gütemässige Konkurrenzfähigkeit
des QD-Resonators mit dem konventionellen Koaxialresonator merklich beeinträchtigen.
Funktionsmässig verhält sich der QD-Resonator wie ein konventioneller
Koaxialleitungsresonator, dessen Innenleiter unendlich gut leitend ist und dafür der Aussenleiter eine
entsprechend geringere Leitfähigkeit aufweist. Ein offener ■p\/2-Koaxialresonator, bei dem die Leitfähigkeit des Innenleiters
ο = oo angenommen ist, hat mit $ gemäss Gl.(16) die
Eigengüte
q*a = 27Td]/^p- · m b, ^ (27)
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__ worin b = D/d nunmehr beliebig sein kann und ,~ eine entsprechend
modifizierte Leitfähigkeit des Aussenleiters bedeutet.
Der Vergleich mit Gl.(21) ergibt mit Ά = Ά
> D = D_ und v» aus Gl.(16) bezüglich Zähler und Nenner die Identitäten
\ + In a = In b, (28)
-/ *o + r 11 ' ^
- tg ό + .err— I
und daraus den zugeordneten Durchmesser des Innenleiters zu
D
d = —r; (30)
d = —r; (30)
(e = 2,71828) und für die resultierende Leitfähigkeit
C^ = ζ z=z — ' (3D
Der Nenner in Gl.(31) ist unabhängig vom Verhältnis a = D /D , Die Verluste des dielektrischen Drahtes erscheinen in der
Tat in Form zusätzlicher Verluste im Aussenleiter. Diese Transformation bewirkt effektiv, dass gemäss Gl. (21) die
Eigengüte lediglich im Zähler in Funktion von In a beeinflusst wird (im Gegensatz zum konventionellen Koaxialleitungsresonator,
vgl. Gl. (2*0) und deshalb für sehr kleine Drahtdurchmesser (a —>
00) beliebig hohe Werte annehmen kann. Der QD-Resonator entspricht formal exakt einem konventionellen,
an den Enden offenen Koaxialleitungsresonator,
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- in
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dessen Innenleiter eine unendlich hohe Leitfähigkeit aufweist,
also gewisserraassen supraleitend ist.
Während alle bekannten Resonatorarten für einen hohen Gütewert neben minimalsten dielektrischen Verlusten (tg^= 0)
ein grosses Bauvolumen erfordern, lässt sich beim vorgeschlagenen Resonator auch bei kleinem Volumen eine hohe
Eigengüte erzielen. Durch den dielektrischen Draht wird mit zunehmender Dielektrizitätskonstante die Energiedichte in
steigendem Mass auf die Umgebung der Drahtoberfläche konzentriert,
wobei sich aber der Draht selbst vom umgebenden Feld immer mehr entkoppelt. Im Grenzfall einer sehr hohen
Dielektrizitätskonstante erfolgt die Energiespeicherung praktisch nur noch im Zentrum des Schirmrohres längs der
Oberfläche des fadenförmigen dielektrischen Leiters. Dabei lassen sich, wie im vorigen Abschnitt dargelegt, ausserordentlich
hohe Gütewerte erzielen. Voraussetzung für dieses Phänomen ist, dass an der Drahtoberfläche vorwiegend nur ein
elektrisches Radialfeld vorhanden ist. Dieses ist im dielektrischen Draht um den Faktor <* / <f_ schwächer als ausserhalb
des Drahtes und entsprechend auch der im Draht gespeicherte Energieanteil. Mit der Wahl des Drahtdurchmessers
dermassen, dass im Grundmode (E -Welle) im Räume zwischen
Draht und Schirmrohr bei der jeweiligen Resonanzfrequenz eine stehende TEM-Welle auftritt, ist diese Bedingung zwangs
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läufig erfüllt. Bei allen anderen Feldstrukturen der HE
° nm
V/ellen (n = 1,2,3...) und EH m-Wellen (n = 0,1,2,3...) ist
stets auch eine Ey -Komponente vorhanden. Diese ist aber
nach den Uebergangsbedingungen für Tangentialfeider an Grenz
flächen im Drahtinnern gleich gross wie die ausserhalb des Drahtes. Entsprechend hoch sind auch die Anteile der bei
diesen Modi im Draht gespeicherten Energie und der damit verbundenen Verluste, so dass sich hier höchstens eine
Eigengüte entsprechend dem Gütewert ctg ο des dielektrischen
Drahtes erzielen lässt. Die E -Wellen (speziell die En,-V/elle)
sind in der Tat die einzigen Typen, mit denen man bei kleinstem Volumen eine dermassen hohe Eigengüte erhalten
kann.
Bei dem auf den Grundmode (E ,-Welle) dimensionierten dielektrischen
Draht ist in der näheren Umgebung nur diese Welle existenzfähig. Höhere Wellentypen sind erst bei entsprechend
höheren Frequenzen möglich, beim erläuterten y/2-QD-Resonator
z.B. bezüglich radialer Richtung entsprechend u02 = 5,5201 bei f = 2,3 · f , bezüglich Längsrichtung bei
f = 2 · f . Der wirkliche Wert dürfte dazwischen liegen. Die nächsthöhere Eigenresonanz liegt also hier mindestens
über der doppelten Grundfrequenz, welcher Abstand, im Vergleich
zu denen beim dielektrischen Resonator, wesentlich günstiger ist.
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Dem vorgeschlagenen Resonator kommt grundsätzliche Bedeutung zu. Erstmalig wird ein Resonanzsystem für elektromagnetische
Schwingungen aufgezeigt, welches den Grenzfall (für >
—^o d.h. D, —> 0, D i 0, jedoch beliebig klein) einer unendlich
hohen Eigengüte bei verschwindendem Volumen der Energiespeicherung
enthält, und zwar unabhängig von den jeweiligen galvanischen und dielektrischen Verlusten. Diese Eigenschaft
ist möglich, v/eil der QD-Resonator, wie im vorigen Abschnitt dargelegt, formal exakt einem koaxialen Leitungsresonator
entspricht, dessen Innenleiter eine unendlich hohe Leitfähigkeit aufweist. Praktisch wird man diesen Idealfall beliebig
annähern können, sofern die hierzu erforderlichen Dielektrika verfügbar sind. Im höheren Frequenzgebiet kann
man schon mit verhältnismässig tiefen ζ -Werten beachtlich hohe Gütewerte erzielen, während im Mikrowellenbereich bis
zu den dm-Wellen hinab höhere bis sehr hohe Dielektrizitätskonstanten
erforderlich sind.
Wie an der kreisförmigen koaxialen Resonatorform dargelegt,
werden die Abmessungen des dielektrischen Drahtes so gewählt, dass bei gegebener Dielektrizitätskonstante und Resonanzfrequenz
sich im Räume zwischen Draht und Schirmwand zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle einstellt. Diese Feldkomponenten
sind, wie erwähnt, reine Potenzfunktionen, gehorchen also der zweidimensionalen Potentialgleichung und
damit auch den Rechenregeln der konformen Abbildung. Man
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_ kann daraus folgern, dass die hier für den koaxialen Resonator
erläuterten Ergebnisse zumindest angenähert auch für Leiterformen gelten, die sich aus dem Feld zwischen zwei
konzentrischen Kreisen durch konforme Abbildung herleiten lassen. Darunter fallen z.B. rechteckige und elliptische
Querschnittsformen, dielektrischer Draht zwischen Metallplatten u.a.m. Für jede derartige Querschnittsform des QD-Resonators
müssen, bei sinngemässer Anregung der E -Welle, bezüglich Abmessungen und Resonanzfrequenz stets Verhältnisse
existieren, bei denen die elektrischen Feldlinien auf der Drahtoberfläche überall senkrecht stehen. Andernfalls
müssten sich bei der Rücktransformation der Leiterkonturen auf die Kreisform im Feldverlauf Widersprüche ergeben.
Der QD-Resonator lässt sich im Prinzip in all jenen Bauformen
realisieren, wie sie aus der Technik des konventionellen Koaxialleitungsresonators und dessen Abarten bekannt
sind. Das vorteilhafte Verhalten des vorgeschlagenen Resonators kommt indessen nur dann voll zur Geltung, wenn der
Raum zwischen dielektrischem Draht und Schirmrohr bei möglichst grossem <f,/ f„-Verhältnis möglichst verlustarm ist
und keine Abstrahlungs- und Endverluste vorhanden sind. Der gestreckte, an den Enden offene und koaxial geschirmte i\/2-QD-Resonator
kann als Grundform betrachtet werden. Seine Anwendung liegt vorwiegend im Mikrowellengebiet. Mögliche
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_ Weiterbildungen sind z.B. die kreisförmige Ringleitung, be-Gtehend
aus 2,4,6... in Serie geschalteten ■>/2-Resonatoren,
sowie ein längs der Schirmwand oder zwischen zwei koaxialen Zylindern (in passendem Abstand) spiralförmig geführter dielektrischer
Draht von ^/2-Gesamtlänge. Ringförmige QD-Resonatoren
eignen sich bis hinauf ins Frequenzgebiet der mm-Wellen, während spiralförmige Strukturen vorwiegend im
Bereich der dm-Wellen in Betracht kommen.
Der dielektrische Draht kann im Prinzip aus jedem antimagnetischen
Stoff bestehen, z.B. aus Plastik, Keramik, Glas oder aus einer in ein Isolierrohr gebetteten Flüssigkeit.
Im vorliegenden Fall kommen wegen der erforderlichen mechanischen Stabilität vorzugsweise Keramik und Glas in Betracht.
Verschiedene geeignete keramische Stoffe haben eine DK zwisehen ζ - 10-100 bei einem Verlustwinkel von tgcT= (0,7~5)·
-4
10 . Ferner existieren gewisse titanhaltige sowie zirkonresp. strontium- und bariumhaltige Mischkeramiken, die z.T. sehr hohe € -Vierte, aber auch relativ hohe Verlustwinkel aufweisen. Verlustarme Gläser sind z.B. aus der Technik der Lichtleit-Glasfasern bekannt. Ihre Eignung bedingt allerdings, dass die statische DK beachtlich höher ist als die bei Lichtfrequenzen. Die konkrete Verwendung eines bestimmten Stoffes richtet sich in erster Linie nach seinen elektrischen Eigenschaften und der jeweiligen Betriebsfrequenz. Im Bereich der sehr hohen Frequenzen, wo der dielektrische Draht ver-
10 . Ferner existieren gewisse titanhaltige sowie zirkonresp. strontium- und bariumhaltige Mischkeramiken, die z.T. sehr hohe € -Vierte, aber auch relativ hohe Verlustwinkel aufweisen. Verlustarme Gläser sind z.B. aus der Technik der Lichtleit-Glasfasern bekannt. Ihre Eignung bedingt allerdings, dass die statische DK beachtlich höher ist als die bei Lichtfrequenzen. Die konkrete Verwendung eines bestimmten Stoffes richtet sich in erster Linie nach seinen elektrischen Eigenschaften und der jeweiligen Betriebsfrequenz. Im Bereich der sehr hohen Frequenzen, wo der dielektrische Draht ver-
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_ hältnismässig kleine Abmessungen aufweist, können gegebenenfalls
hierfür auch relativ teure Stoffe (z.B. einkristalline) in Betracht kommen.
Bezogen auf eine bestimmte Eigengüte darf der Verlustwinkel des dielektrischen Drahtes desto grosser sein, je höher
dessen Dielektrizitätskonstante ist. Bei sehr hohen DK-Werten können deshalb auch Stoffe mit relativ schlechtem Verlustwinkel
verwendet werden.
Ein bevorzugtes Anwendungsgebiet des QD-Resonators sind Filterschaltungen,
insbesondere im Frequenzgebiet der Mikrowellen bis in den Bereich der mm-Wellen hinauf, z.B. in Form von
Bandpassfiltern, Bandsperren u.a.m. Die einzelnen Resonatoren lassen sich leicht block- oder plattenförmig zusammenbauen.
Die Verkopplung kann nach den üblichen Methoden erfolgen wie kapazitiv oder induktiv wirkende Lochkopplung,
Leitungskopplung usw. Bei dünnen dielektrischen Drähten (etwa bei D-I mm) dient mit Vorteil ein Filteraufbau im
Sinne der Stripline-Technik, vorzugsweise in Triplate-Ausführung (keine Abstrahlungsverluste). Die in dieser Filtertechnik
bekannten Bauformen wie ^/2-"end-coupled"- und ->/2-"side-coupled"-Filter
können im Prinzip auch hier angewendet werden. Geeignete Trägermedien sind z.B. plastische, keramische
oder glasartige Schaumstoffe. Bei Verwendung besonders
verlustarmer Dielektrika erhält man schon bei relativ kleinem
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Plattenabstand beträchtliche Eigengüten. Der quasidielektrische Resonator öffnet damit einen Weg, nunmehr auch in der
Stripline-Technik hochselektive und dämpfungsarme Filterstrukturen bauen zu können, wie man sie bis heute nur mittels
der voluminösen Hohlraumresonatoren realisieren konnte.
Zv/ei Beispiele für die Zusammenschaltung von QD-Resonatoren zu Dreikreisfiltern sind in den Figuren Iß und IC schematisch
dargestellt. In Fig. IB sind die Resonanzelemente 1 in drei separaten, nebeneinander liegenden Kammern 5 untergebracht
und jeweils über Löcher 6 in den Trennwänden magnetisch gekoppelt. Zur Abstützung der Resonanzelemente dienen dielektrische
Hohlzylinder 7. Die Ankopplung des Filters an die Zuleitungen erfolgt kapazitiv mittels der Stifte 8.
Fig. IC zeigt eine Anordnung der drei QD-Resonatoren im Sinne eines 9\ /2-"side-coupled"-Filters in Triplate-Technik.
Zwischen den Leiterplatten 9 mit den Trägersubstraten ist eine dritte Isolierschicht 11 vorhanden, deren Dicke
gleich dem Durchmesser der Resonanzelemente 1 ist und welche Aussparungen 12 zur Aufnahme der Resonanzelemente an
Stellen enthält, die so gewählt sind, dass bei den jeweiligen Kopplungsfaktoren gerade die erforderliche Filtercharakteristik
auftritt. Mittels der Zuleitungen 13 ist das Filter an den Wellenwiderstand Z der Schaltung angepasst.
Konkrete Realisierungsmöglichkeiten des vorgeschlagenen QD-
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Resonators bestehen bereits, da verschiedene passende Dielektrika schon bekannt sind. Die allgemeine Verv/endung des
Resonators, insbesondere für Filterschaltungen in Stripline-Ausführung, ist vorwiegend ein technologisches Problem. Der
Resonator könnte in vielen Fällen der Uebertragungstechnik, speziell wo es auf hochselektive und/oder dämpfungsarme
Filterstrukturen bei minimalsten Abmessungen ankommt, die heutigen Anordnungen (Stripline-Filter, Koaxial- und Hohlraumresonator
en) vorteilhaft ersetzen.
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Claims (17)
1./ Resonator für hochfrequente elektromagnetische Schwingungen,
welcher auch bei kleinem Volumen einen hohen Gütewert aufweist, dadurch gekennzeichnet, dass im Inneren
eines elektromagnetisch geschirmten, aus einem Stoff mit geringer Dielektrizitätskonstante bestehenden Hohlzylinders
ein dielektrischer Draht aus einem Stoff mit hoher Dielektrizitätskonstante angeordnet ist, dass im
dielektrischen Draht eine E -Welle (kreisförmiges H-FeId,
m = 1,2,3...) angeregt wird und dass die Abmessungen
des dielektrischen Drahtes, bezüglich Länge vorzugsweise
im Sinne eines koaxialen, an den Enden offenen /)/2-Resonators
bzw. eines ganzzahligen Vielfachen davon, in Abhängigkeit von den Dielektrizitätskonstanten der beiden
Stoffe und der jeweiligen Resonanzfrequenz so gewählt sind, dass sich im Räume des dielektrischen Hohlzylinders
zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle einstellt.
2. Resonator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die im dielektrischen Draht angeregte E -Welle eine
E01-WeIIe ist (TMQ1-Mode).
3· Resonator nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Permeabilität aa_ des hohlzylindrischen Stoffes
(2) sowie die Permeabilität AA1 des dielektrischen Drahtes
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ORIGINAL INSPECTED
iVTELHOI.n 301/77
(1) gleich der Vakuum-Permeabilität μ sind und dass die
Dielektrizitätskonstante j' des hohlzylindrischen Stoffes
zumindest angenähert gleich der Vakuum-Dielektrizitätskonstante / ist, während die Dielektrizitätskonstante
<f des elektrischen Drahtes (1)" erheblich grosser ist.
4. Resonator nach Ansprüchen 1, 2 und 3, dadurch gekennzeichnet,
dass der Stoff mit geringer Dielektrizitätskonstante
(2) vorwiegend Luft ist.
5. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, dass der elektromagnetische Schirm ein kreiszylindrisches
Metallrohr ist.
6. Resonator nach Ansprüchen 1 bis !*, dadurch gekennzeichnet,
dass der elektromagnetische Schirm aus mindestens einer Metallplatte besteht.
7· Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet,
dass der dielektrische Draht (1) aus einem Plastikmaterial besteht.
8. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, gekennzeichnet durch Verwendung eines dielektrischen Drahtes (1) aus Keramikmaterial.
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9. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, dass als dielektrischer Draht (1) ein Glasdraht verwendet
wird.
10. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht aus einem Einkristall besteht.
11. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 9> dadurch gekennzeichnet,
dass der dielektrische Draht (1) zumindest angenähert kreisförmigen Querschnitt hat.
12. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 11, dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht (1) im Innern des dielektrischen
Hohlzylinders (2) konzentrisch angeordnet ist.
13. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 12, dadurch gekennzeichnet, dass die Endflächen bombiert und/oder die Endkanten abgerundet
sind.
l4. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 13, dadurch gekennzeichnet,
dass der dielektrische Draht längs einer rohrförmigen Abschirmung wendelförmig angeordnet ist.
15. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 13j dadurch gekennzeichnet,
dass der dielektrische Draht zwischen zwei Metallplatten spiralförmig angeordnet ist.
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16. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 12, dadurch gekennzeichnet,
dass q = 2,4,6... "λ /2-Resonatoren zu einer kreisförmigen
Ringleitung zusammengeschaltet sind.
17. Anwendung des Resonators nach Ansprüchen 1 bis 16 für Filterschaltungen, insbesondere im Frequenzgebiet der
Mikrowellen bis zu den mm-Wellen, dadurch gekennzeichnet,
dass die einzelnen Resonatoren block- bzw. plattenförmig zusammengebaut sind und die Verkopplung mittels
kapazitiv und/oder induktiv wirkender Lochkopplung bzw. Leitungskopplung erfolgt.
PATELHOLD
Patentverwertungs- und Elektro-Holding AG.
809847/0588
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