DE828412C - Brechungskoerper fuer elektromagnetische Wellen - Google Patents

Description

(WiGBL S. 175)

AUSGEGEBEN AM 28. FEBRUAR 1952

p 28898 Villa/ 21 a⁴ D

ist als Erfinder genannt worden

Diese Erfindung bezieht sich auf Brechungskörper für elektromagnetische Wellen, die zur Verwendung in gerichteten oder auch nichtgerichteten Antennensystemen bestimmt sind.

Bekannt sind metallisch-dielektrische Anordnungen zum Ändern der Phasengeschwindigkeit kurzer elektromagnetischer Wellen (io bis 185 m), die in ein festes Dielektrikum eingebettete Drähte aus ferromagnetischem Material enthalten. Ferner ist es bekannt, im Umkreis des linearen Hauptstrahlers eine Vielzahl ähnlich gestalteter Hilfsstrahler in regelmäßiger Verteilung anzuordnen und deren Länge derart zu schalten, daß je nach Bedarf einzelne der Hilfsstrahler als Reflektoren, andere als Direktoren wirken und die Richtwirkung der gesamten Anlage die gewünschte Form annimmt. Auch Verzögerungslinsen mit festem Dielektrikum sind vorgeschlagen worden, um die Fortpflanzungsrichtung elektromagnetischer Wellen zu ändern.

Im allgemeinen sind die Verzögerungslinsen mit festem Dielektrium gleichförmig (isotrop) aufgebaut. Da die Dielektrizitätskonstante und infolgedessen der Brechungsindex der Verzögerungslinse sich mit der Frequenz nicht nennenswert ändern, jedenfalls innerhalb des Frequenzbereichs, innerhalb dessen sie benutzt werden, hat die Linse eine verhältnismäßig große Bandbreite. Die ebenfalls bereits vorgeschlagene metallische Beschleunigungslinse, die mit Hohlleitern arbeitet, hat eine verhältnismäßig geringe Bandbreite, da der Brechungsindex von der Breite des Kanals abhängig ist, und die in Wellenlängen gemessene Kanalbreite sich mit der Frequenz stark ändert. Während die metallischen Beschleunigungslinsen für zwei Polarisationen bestimmt sein können,

sind die obenerwähnten bekannten Anordnungen im allgemeinen nur für die Verwendung mit einer einzigen Polarisation geeignet.

Die metallischen Beschleunigungsrefraktoren haben verschiedene Vorteile, die bei den metallisch-dielektrischen Anordnungen zur Änderung der Phasengeschwindigkeit oder bei der Linse mit festem Dielektrikum nicht vorhanden sind. So haben die vorbekannten metallisch-dielektrischen Anordnungen und

ίο die Ausbildungsformen mit festem Dielektrikum ein verhältnismäßig großes Gewicht und sind schwer zu handhaben, überdies ist die Dämpfung der durch diese Anordnungen hindurchgehenden Wellen beträchtlich. Bei den Linsen mit festem Dielektrikum ist weiterhin der Betrag der Reflektion an den beiden Oberflächen des dielektrischen Materials im allgemeinen ziemlich hoch, mit dem Ergebnis, daß der gesamte Energieverlust beträchtlich wird und der Nutzen hinsichtlich der Richtwirkung der Linse verhältnismäßig nicht sehr groß ist. Demgegenüber sind die vorerwähnten metallischen Beschleunigungslinsen sehr leicht und im wesentlichen verlustlos. Der Nutzen hinsichtlich der Richtwirkung ist groß, und zwar beträchtlich größer als derjenige der Linse mit festem Dielektrikum. Infolgedessen erscheint es wünschenswert, Refraktoren, insbesondere Linsen, zu schaffen, die die Vorteile besitzen, gleichzeitig aber von den Nachteilen frei sind, die den vorerwähnten bekannten Ausführungen anhaften. Insbesondere erscheint es wünschenswert, eine metallische Linse zu schaffen, die auch sonst noch verschiedene Eigenschaften aufweist, die bei den bisher benutzten Linsen und anderen Ausführungsformen nicht vorhanden sind. Aufgabe dieser Erfindung ist es, die Phasengeschwindigkeit einer elektromagnetischen Welle in wirksamer und mehr zufriedenstellender Weise als bisher zu ändern und diese Welle zu brechen. Ernndungsgemäß ist eine Vielzahl leitender Elemente in einem nicht wesentlich brechend wirkenden dielektrischen Material innerhalb passender Grenzflächen verteilt, derart, daß die Phasengeschwindigkeit paralleler Wellenzüge im Sinne der gewünschten verschiedenen Brechung unterschiedlich beeinflußt wird.

Eine Ausführungsform der Erfindung, die aus einer größeren Anzahl oder Gruppe von metallischen Verzögerungsteilchen zum Brechen elektromagnetischer Wellen besteht, enthält kleine, kugelförmige, leitende Elemente mit Durchmessern von etwa 9 mm, deren Abstand von Mittelpunkt zu Mittelpunkt etwa 19 mm beträgt, gemessen in Richtung der drei Dimensionen, und die in ein dielektrisches Medium, wie Polystyrenschaum, eingelegt sind. Der Durchmesser jeder Kugel und daher die lineare Abmessung eines jeden EIement es, gemessen in einer Richtung parallel zum elektrischen, d.h. E-Vektor, oder der Polarisation der gebrochenen W'elle, und der Abstand zwischen den Kugeln ist wesentlich kleiner als die Hälfte der kleinsten Wellenlänge innerhalb des benutzten Frcquenzbereichs, wobei die Größe in Richtung des vorei wähnten £-Vektors vorzugsweise eine Viertelwellcnlänge oder weniger beträgt. Der Schaum hat eine dielektrische Konstante, die im wesentlichen dem Wert I entspricht, so daß er die Phasengeschwindigkeit der Wellen nicht nennenswert beeinflußt. Die wirksame dielektrische Konstante der dreidimensionalen Anhäufung leitender Elemente ist eine Funktion der Polarisationsfähigkeit eines einzelnen Elementes und der Anzahl der Elemente, die in einer Volumeinheit der Anordnung, bestehend aus dem Schaum und den Elementen, verteilt sind, und sie ist größer als 1. Daher ist auch der Brechungsindex der Anordnung größer als 1, so daß die Anordnung bei Benutzung die Phasengeschwindigkeit der hindurchgehenden Wellen verzögert. Solch eine metalllische Verzögerungsanordnung ist insofern wirklich von gleichmäßiger Struktur, als für alle möglichen Richtungen des £-Vektors und damit unabhängig von der Fortpflanzungsrichtung der Welle ein Durchmesser jeder Kugel in einer Linie mit dem £-Vektor liegt. Bei einer Ausführungsform ist die Anordnung so ausgebildet, daß sie eine planhyperbolisch-konvexe Zerstreuungslinse oder positive Linse darstellt. Bei einer anderen Ausführungsform besitzt die Anordnung die Form eines Prismas.

In einer weiteren Ausführungsform der Erfindung werden dünne, leitende Scheiben an Stelle der oben beschriebenen leitenden Kugeln benutzt, wobei die flachen Scheibenflächen sich in Richtung der Ebene der Wellenfront erstrecken und die Richtung ihrer Dicke senkrecht zu dem £-Vektor steht. Diese metallische Verzögerungsanordnung mit Scheiben ist nicht von gleichmäßiger Struktur (anisotrop). In einem gewissen Sinne jedoch verhält auch sie sich wie ein gleichmäßiger Körper, da die verschiedenen Durchmesser jeder Scheibe parallel zu den verschiedenen möglichen E-Polarisationsrichtungen verlaufen, einschließlich der Ebene der Wellenfront, die sich parallel zu den Stirnflächen der Scheiben erstreckt, so daß die Wellenfront, die natürlich senkrecht zu der Fortpflanzungsrichtung der Welle verläuft, in einer Linie mit der optischen Achse der Anordnung liegt. Die mit Scheiben ausgestattete Anordnung ist gegenüber der Ausführungsform mit Kugeln vorzuziehen, weil im Gegensatz zu den kugelförmigen Elementen die dünnen Scheiben die magnetischen Kraftlinien nicht nennenswert stören und daher den theoretischen Wert des Brechungsindex nicht schädlich vermindern.

Wenn gewünscht, kann an Stelle von Polystyrenschaum ein dielektrisches Medium, wie Luft, Vakuum oder Gummi, in der metallischen Verzögerungsanordnung benutzt werden. Wenn die Dielektrizitätskonstante des Mediums nicht vernachlässigbar ist, so hängt die gesamte wirksame Dielektrizitätskonstante des Refraktors von den volummäßigen Verhältnissen ab, in -denen innerhall) der Volumeinheit der Brechungsanordnung das Medium und die leitenden Teile zueinander stehen.

Die leitenden Kugeln oder Scheiben in der vorher beschriebenen Anordnung können zum Zwecke der Erläuterung als lineare kapazitive Elemente betrachtet werden, die in Abstand in einer Linie mit dem /:-Vektor angeordnet sind und damit auch in Absland in der Fortpflanzungsrichtung. Infolgc-di>Si-n stellen sie in einem gewissen Sinne Ncbenschlußkapazitiitcn dar,

828 4ί2

- die den freien Raum so belasten, daß sie die Phasengeschwindigkeit der Raumwellen herabsetzx-n. In entsprechender Weise stellen Xebenschlußkondensatoren auf einer Übertragungslinie belastende EIemente dar, die die Phasengesehwindigkeit herabsetzen.

Weitere Ausführungsformen enthalten lineare Drahtelemente, schräg gestellte Stäbchen und quadratische feine Teilchen leitender Farbe, wie sie in der Folge ίο beschrieben sind.

Die Erfindung wird aus der nachstehenden Beschreibung in Verbindung mit der Zeichnung besser zu verstehen sein, in der gleiche Bezugszeichen Elemente gleicher Arbeitsweise bedeuten.
Fig. ι und 2 stellen Diagramme dar, die zur Erläuterung der Erfindung benutzt werden;
Fig. 3 ist eine räumliche Darstellung;
Fig. 4 und 5 sind eine Vorder- bzw. eine Seitenansicht einer metallischen Verzögerungsanordnung, die nach dem Erfindungsgedanken aufgebaut ist;

Fig. 6 ist eine Seitenansicht einer anderen metallischen Verzögerungsanordnung nach der Erfindung; Fig. 7, 8 und 9 sind ebenfalls Diagramme zur Erläuterung der Erfindung;

Fig. 10 und 11 stellen eine räumliche bzw. eine seitliche Ansicht eines isotropen, metallischen Verzögerungsprismas nach der Erfindung dar;

Fig. 12 und 13 sind eine räumliche und eine Seitenansicht einer Richtantennenanordnung mit isotroper, metallischer, kreissymmetrischer Verzögerungslinse nach der Erfindung;

Fig. 14 und 15 sind eine räumliche bzw. eine seitliche Ansicht einer Antennenanordnung mit einer anderen isotropen, metallischen, kreissymmetrischen Verzögerungslinse nach der Erfindung;

Fig. 16 ist eine Seitenansicht einer Antennenanordnung mit einer quasiisotropen, metallischen, kreissymmetrischen Verzögerungslinse nach der Erfindung ;

Fig. 17 und 18 sind eine Vorder- bzw. eine Rückansicht der in der Anordnung nach Fig. 16 enthaltenen Linse;

Fig. 19 stellt ein Richtdiagramm dieser Anordnung nach Fig. 16 dar;

Fig.. 20 ist eine Seitenansicht einer Antennenanordnung mit einer anderen quasiisotropen, metalllischen, kreissymmetrischen Verzögerungslinse nach der Erfindung;

Fig. 21, 22 und 23 sind eine schräge Vorderansicht, eine auseinandergezogene räumliche Darstellung sowie eine vergrößerte seitliche Teilansicht der in der Anordnung nach Fig. 20 benutzten Linse;

Fig. 24 ist eine räumliche Ansicht einer Antennenanordnung mit einer quasiisotropen, metallischen, zylindersymmetrischen Verzögerungslinse nach der Erfindung;

Fig. 25 ist eine auseinandergezogene räumliche Ansicht der in der Anordnung nach Fig. 24 benutzten Linse;

Fig. 26 ist eine Seitenansicht einer Antennenanordnung mit einer isotropen, kreissymmetrischen, frequenzempfindlichen, metallischen Verzögerungslinse oder Beschleunigungslinse nach der Erfindung; Fig. 27 und 28 sind vergrößerte Teilansichten von der Seite bzw. von vorn der in der Anordnung nach Fig. 26 benutzten Linse;

Fig. 29 ist eine Zerstreuungskurve für diese Linse nach Fig. 26.

Bevor die verschiedenen in der Zeichnung veranschaulichten Ausführungsformen der Erfindung beschrieben werden, soll die Theorie erörtert werden, die den metallischen Verzögerungsanordnungen zugrunde liegt. In Fig. 1 bedeuten die Bezugszahlen 1 und 2 entgegengesetzt polarisierte Einheits- oder Punktladungen + q und — q, die um eine sehr kleine Strecke voneinander entfernt sind und die einen elektrischen Dipol darstellen. Ziffer 3 bezeichnet den elektrischen Vektor, der die Ladungen verbindet und eine Länge Δ s besitzt. Das Moment m des elektrischen Dipols ist definiert als m=q-A_s. (1)

Das Potential V in einem beliebigen Punkte p, das sich aus einer Punktladung q ergibt, ist als die Arbeit definiert, die notwendig ist, um eine Einheitsladung aus dem Unendlichen zu diesem Punkte zu bringen, und zwar ist

V =

471 ε r

(2)

Darin bedeuten r den Abstand dieses fraglichen g₀ Punktes von der Ladung q und ε die Dielektrizitätskonstante. Sind dort mehrere Ladungen i vorhanden, so können sich ihre Felder überlagern, und das Potential ist gegeben durch die Gleichung

V= ε

ί 4 ^ ^{ε r}i

Für den Fall des Dipoles nach Fig. ι
zu der Gleichung

(3) führt dieses

(4)

4 π ε r+ 4 π ε r_
Darin bedeuten r+ und r_ die Entfernungen von dem Punkte f bis zu der positiven Ladung + q und negativen Ladung — q, während Va das elektrische Potential des Dipoles bedeutet. Setzt man r gleich dem Abstand des Punktes p vom Mittelpunkt des Dipoles nach Fig. 1, so ist

r₊ = r -' cos Θ

und r_ = r H cos Θ .

Setzt man dieses in Gleichung (4) ein, so ergibt sich

_Vd= _JL_ . *

4 π ε

r- 'cos θ

r+^'cosö

4Ji«r Δ, Δ, ~

¹I ^cos© i4 ^cos©

2r 2r

ι -f cos θ — ι -j cos Θ

2f zr

ε r

(Λ \ 2

— I — cos 6> I

(5)

(6)

q Δ, cos Θ , /Ji\²
■— r-. ^da — <ΐ·

(7) (8) »5

Aus Gleichung (ι) ergibt sich die Potentialverteilung eines Dipoles mit dem Moment m zu

Ef²

cos Θ .

(9)

In Fig. 2 bezeichnet die Bezugsziffer 4 ein homogenes dielektrisches Medium 4, in dem ein gleichförmiges elektrostatisches Feld E besteht, wobei die Polarisation des Feldes durch die Pfeile 5 dargestellt ist. Das aufgedrückte Feld E verursacht eine Neuverteilung, d. h. Verschiebung oder ein neues Ausrichten der Ladungen oder geladenen Teilchen in dem Feld und bewirkt, daß diese äußerlich elektrischen Dipolen gleichen.

An dieser Stelle sei hervorgehoben, daß das dielektrische Medium oder Material als nichtpolar oder unterschiedlich polar angenommen ist und Moleküle enthält, die Ladungen besitzen, aber kein elektrisches Dipolmoment, bis ein elektrisches Feld angewandt wird. Die Polarisation solchen Materials und des hier behandelten künstlichen Dielektrikums ist dementsprechend von der Temperatur unabhängig. Demgegenüber haben die sogenannten polaren Dielektrika Anordnungen geladener Teilchen, die elektrische Dipole auch schon vor Anwendung eines äußeren elektrischen Feldes darstellen. Das angewandte elektrische Feld sucht diese Dipole auszurichten, während Zusammenstöße, wie sie durch Wärmebewegung verursacht werden, die Ausrichtung zu zerstören suchen. Dementsprechend hängen die Grade der Polarisation und damit die dielektrische Konstante, die die Teilchen eines polaren Dielektrikums aufweisen, von der Temperatur ab.

Die Dichte der Kraftlinien des Verschiebungsvektors D in Fig. 2 ist ε mal so groß wie die Dichte der Kraftlinien des .Ε-Vektors. Nun sei ein gerader, zylindrischer Ausschnitt 6 aus dem Dielektrikum herausgenommen, dessen Achse parallel zu E verläuft, und es seien positive und negative Ladungen an die Enden des vorher von dem herausgeschnittenen Zylinder eingenommenen Raumes gebracht, und zwar so, daß die Feldverteilung sich nicht ändert. Im Innern des leeren Raumes gilt dann

A» = s_oE. (10)

Hingegen gilt außerhalb des zylindrischen Raumes

D_out = ε E = D, wie vorher . (11)

Darin bedeuten ε₀ ^und ^ε die Dielektrizitätskonstante des freien Raumes bzw. die des dielektrischen Mediums. Nun erzeugen eine Ladung + q und — q, die sich auf den parallelen Platten eines Luftkondensators von der Einheitsabmessung befinden, zwischen den Platten ein Feld von der Größe a

to

In ähnlicher Weise hat das Feld im Innern des zylindrischen Hohlraumes, das von den zusätzlich eingebrachten Ladungen q pro Flächeneinheit an seinen Enden herrührt, eine Größe E', entsprechend der Gleichung (12). Da vorausgesetzt war, daß die Feldverteilung sich nicht ändern sollte, muß S₀ E' gleich der Differenz zwischen D_out gemäß Gleichung (11) und ε₀ E sein, d. h.

q = s„E'= jD

Es ist aber

= ε l

= (ε — S₀) \E\.

—ε_ο\Ε\

(13) (14)

So

worin ε, die relative dielektrische Konstante darstellt, so daß

q = {e_T—x)e₀\E]. (16)

Das zylindrische Element 6 hat an jedem Ende eine Fläche s und Ladungen -f- ^s und — qs an seinen Enden. Somit ergibt sich aus Gleichung (1):

\dm\ = qs dl, (17)

worin dm das elektrische Dipolmoment des zylindrischen Raumes und dl die Länge des Zylinders bedeuten. Aus den Gleichungen (16) und (17) ergibt sich

dm = (ε, — ι) S₀ E s dl. (18)

Es ist aber

s dl = dr , (19)

worin dx ein Volumelement darstellt, so daß die Beziehung gilt

dm — (ε, — ι) ε₀ E dx . (20)

Das elektrische Dipolmoment dm, bezogen auf eine Volumeneinheit des Mediums, ist definiert als die Polarisation P des Mediums, und es ergibt sich

— ^c t₀) n. [^¹I

= (ε, — I)S₀E. ■ (22)

In Fig. 3, 4 und 5 bezeichnet die Bezugsziffer 7 eine Wellenverzögerungsanordnung mit einem dielekirischen Medium 8, beispielsweise Luft oder Polystyrenschaum, und leitenden Teilchen 9, wie beispielsweise metallischen, linearen Elementen, die in allen drei Dimensionen des Mediums 8, nämlich Λ', Y und Z, einen gewissen Abstand voneinander aufweisen. Diese Elemente9 bilden einemetallische Gruppe oder Häufung 10 oder ein sogenanntes künstliches dielektrisches Material, das dazu dient, die Phasengeschwindigkeit elektromagnetischer Wellen zu verringern. Die Bezugsziffern 11 und 12 bezeichnen Pfeile, die die elektrische Polarisation und die Flußrichtung des angelegten elektrischen Feldes E angeben. Die Bezugsziffern 13 und 14 kennzeichnen die Ebene der eintreffenden Wellenfront und die senkrechte Ebene der Wellenfortpflanzung. In der Richtung des elektrischen Vektors 11 sind die Abmessungen der Elemente 9 so gewählt, daß sie klein sind im Verhältnis zur Hälfte der kleinsten Wellenlänge· innerhalb des benutzten Frequenzbandes, d. h. etwa ein Viertel davon oder möglichst ein noch kleinerer Bruchteil dieser Wellenlänge, um Resonanzerscheinungen zu vermeiden, die auftreten können, wenn die Länge des Elementes oder seine Abmessung parallel zum £-Vektor der Größe einer halben Wellenlänge nahekommt. Die Abstände der Elemente 9 von Mitte zu Mitte, nämlieh S_x, S_v und S₂ längs der drei Dimensionen oder Achsen X, Y und Z sind vorzugsweise einander gleich und kleiner als eine Wellenlänge. Die Abstände zwischen benachbarten Elementen, von denen jedes, wie unten näher ausgeführt, einen elektrischen Dipol darstellt, sollten in jedem Falle größer sein als der

sogenannte Durchbruchswert, oder mit anderen Worten, genügend groß, um einen Kurzschluß der Elemente oder Dipole zu verhindern. Überdies soll, wie unten behandelt, der geringste Abstand zwischen den Elementen, wenn gewünscht, so gewählt werden, daß gegenseitige Beeinflussungen oder Kopplungen zwischen den Elementen im wesentlichen vermieden werden. Nimmt man an, daß die Elemente linear verteilt sind, wie in Fig. 3 veranschaulicht, so hängen die Abstände der Elemente von der gewählten Anzahl der Elemente pro Volumeinheit der Anordnung 7 ab.

Ein aufgedrücktes elektrisches Feld E mit einer

Polarisation 11 und einer Flußrichtung 12 führt zu einer Neuverteilung der Ladungen auf den leitenden Elementen 9 und bewirkt, daß sie sich wie kleine elektrische Dipole verhalten. Jeder dieser Dipole besitzt dann ein gewisses elektrisches Dipolmoment, das mit dem aufgedrückten elektrischen Vektor und der Polarisationsfähigkeit des Elementes 9 durch die

ao Gleichung

m =aE (23)

in Verbindung steht. Darin bedeuten m das Moment des elektrischen Dipoles, α die Polarisationsfähigkeit des kleinen Elementes 9, und E den aufgedrückten

^a5 elektrischen Vektor.

Es sei nun angenommen, daß sich in der Volumeinheit des dielektrischen Mediums 8 insgesamt N Elemente befinden mögen, dann ist

P = NaE. (24)

Darin bedeutet P, bezogen auf die Volumeinheit, die Polarisation aller Elemente 9, d. h. der Gruppe 10, die in das dielektrische Medium 8 mit einem gegebenen Gesamtvolumen XYZ eingebettet ist.

Aus den Gleichungen (11) und (21) ergibt sich aber P = ε E — ε_ο Ε

P = D-E₀E, so daß

D = P+e_eE. (27)

Aus den Gleichungen (24) und (27) geht hervor D = [ε, + N a) E = ε Ε, (28) darin sind ε die wirksame dielektrische Konstante des künstlichen dielektrischen Materials oder der leitenden Anordnung 10, die alle Elemente 9 enthält; ε₀ wie vorher die dielektrische Konstante des freien Raumes. Es ist nun

(25) (26)

⁰ Q

ε. = — = λ².

(29)

Darin bedeuten ε, die relative dielektrische Konstante und η den Brechungsindex der leitenden Gruppe von Elementen 9. Unter der Annahme, daß der tatsächliche Wert der relativen Permeabilität der Anordnung 10 den Wert 1 besitzt, ergibt sich aus den Gleichungen (28) und (29)

Na

η¹ = ι +

(30)

Wenn also die Polarisationsfähigkeit α des Elementes bekannt ist, so kann daher der Brechungsindex η der Anordnung 10 bestimmt werden. Die theoretischen und die gemessenen Werte der Polarisationsfähigkeit und das Verfahren zur Bestimmung der theoretischen Werte der Polarisationsfähigkeit werden später gebracht werden. Es sei nur hervorhoben, daß die Gleichung (30), genau besprochen, nur dann zur Anwendung kommt, wenn die Elemente 9 genügend weit voneinander entfernt sind, so daß ihre gegenseitige Einwirkung vernachlässigbar ist. Im allgemeinen ist die gegenseitige Beeinflußung im wesentlichen vernachlässigbar, wenn der Abstand zwischen den Elementen von derselben Größenordnung ist wie die Abmessung der Elemente. Überdies sind diese Beeinflussungen, weil sie den Wert des Brechungsindex nur unwesentlich ändern, im allgemeinen. nicht besonders schädlich. Wenn die gegenseitigen Beeinflussungen nicht vernachlässigbar sind, so muß an die Stelle der Gleichung (30) unter gewissen Bedingungen die sogenannte Gleichung nach Clausius-Mosotti (31) gesetzt werden, die nachstehend angegeben wird

w²— ι Na

Für den Fall der gegenseitigen Wechselwirkung zwischen den Elementen ist die Gleichung (31) genauer als die Gleichung (30), weil in Gleichung (31) der Wert des Feldes, das auf die Elemente wirkt und diese zu polarisieren sucht, nicht nur das von außen kommende oder aufgedrückte Feld E einschließt, sondern auch das örtliche Feld, das durch die umliegenden polarisierten Elemente erzeugt wird. Demgegenüber schließt in Gleichung (30) der Wert des Feldes nur das aufgedrückte Feld E ein. Bei der Entwicklung der Gleichung (31) ist die Annahme gemacht, daß die Elemente in einer Gruppe angeordnet sind, die, wie es bei den hier beschriebenen, vorzugsweise in Frage kommenden Anordnungen der Fall ist, in allen drei Dimensionen symmetrisch ist.

Aus der Gleichung (30) geht hervor

l/ , ^Na

M= I/I H .

(32)

Nun ist für metallische Teilchen oder Elemente α positiv, wie nachstehend erläutert. Daher ist der Brechungsindex der leitenden Gruppe 10 größer als 1. Wird überdies angenommen, daß das Medium 8 Luft oder Polystyrenschaum ist, so ist der Brechungsindex der Gruppe 10, für sich allein genommen, im wesentlichen der gleiche wie der Brechungsindex der Anordnung 7, da die Dielektrizitätskonstante von Luft den Wert 1 hat und daher vernachlässigt werden kann, während die Dielektrizitätskonstante von Polystyrenschaum im wesentlichen ebenfalls gleich 1 ist. Da also

« > i. (33)

sind v₀ und X₀ größer als vi und λ/, weil

X₀

-τ—

Χι

(34)

Darin bedeuten v₀ und X₀ die Phasengeschwindigkeit bzw. die Wellenlänge der Wellen im freien Raum und vi und Xi die Phasengeschwindigkeit bzw. die Wellenlänge der Wellen, die durch das Medium 8 und 1*5 die metallische Anordnung 10 hindurchtreten.

Wenn als dielektrisches Medium 8 Hartgummi benutzt wird oder eine ähnliche Stibstanz, deren Dielektrizitätskonstante e_m wesentlich verschieden von ι ist, so kann die allgemeine Dilektrizitätskonstante e_e der abgewandelten Anordnung, die also das ebener wähnte Medium als Füllmaterial und die leitende Gruppe enthält, durch folgende Beziehung bestimmt werden

log s_c = k, log ε + k_m log E_1n . (35)

Darin bedeuten k, und k_m das Verhältnis der Raumteile in Prozent, die von den leitenden Teilen bzw. von dem Medium innerhalb des Einheitsvolumens der abgewandelten Anordnungen eingenommen werden.

Bei der Bestimmung des Brechungsindex der abgewandelten Anordnung mit einem Dielektrikum, dessen Dielektrizitätskonstante größer ist als 1, soll der Wert e_c, wie er sich aus Gleichung (35) ergibt, für denjenigen Ausdruck ε eingesetzt werden, der in der Gleichung (29) erscheint.

Da η ;> ι ist, so ist klar, daß die Anordnung nach Fig. 3, 4 und 5 eine Verzögerungsanordnung mit künstlichem Dielektrikum darstellt, die dazu dient, die Phasengeschwindigkeit der Wellen zu verringern.

Wie vorher festgestellt, können die kleinen leitenden Elemente 9 als kapazitive Elemente betrachtet werden, die den freien Raum laden. In ähnlicher Weise wirken ja auch iNebenschlußkondensatoren bei Zweidrahtübertragungsleitungen in dem Sinne, daß sie die Wellengeschwindigkeit herabsetzen. Im Falle eines geladenen Luftkondensators mit parallelen Platten kann die Kapazität erhöht werden, indem man zwischen die Platten entweder ein festes Dielektrikum oder isolierte leitende Teile einfügt, vorausgesetzt, die Teile oder Elemente besitzen eine ausreichende Länge in d.er Richtung der elektrostatischen Kraftlinien, d. h. in einer Richtung senkrecht zu den Platten. Unter der Annahme, daß festes dielektrisches Material eingefügt wird, wird die Kapazitätszunähme durch die durch das aufgedrückte Feld hervorgerufene Verschiebung der entgegengesetzt geladenen Teilchen bewirkt, die die Moleküle des festen Materials darstellen. Wenn metallische Elemente eingefügt werden, so bewirken die Elemente eine Neuordnung der Kraftlinien und eine daraus erfolgende Vermehrung der Zahl der Linien, ähnlich der vorstehend erwähnten, durch die Verschiebung bewirkten ^Neuordnung der entgegengesetzt geladenen Teilchen. Daher mögen die leitenden Elemente g in Fig. 3 als Teile einzelner Kondensatoren betrachtet werden oder als Elemente, die unter der Wirkung des aufgedrückten Feldes als elektrische Dipole wirken und eine dielektrische Polarisation erzeugen, die derjenigen vergleichbar ist, die aus der .Neuordnung der geladenen Teilchen in einem nichtpolaren Dielektrikum sich ergibt. Beide Gesichtspunkte oder Theorien erläutern zur Genüge die verzögernde Wirkung, die beim Arbeiten der metallischen Anordnung nach Fig. 3 beobachtet wird, und bei der sammelnden Wirkung der hier beschriebenen Linsen mit künstlichem Dielektrikum.

In Übereinstimmung mit der Gleichung (32) ist der Brechungsindex der leitenden Anordnung 10 nach Fig. 3 direkt proportional der Anzahl N der Elemente 9 pro Volumeinheit der Anordnung. Dementsprechend können der Brechungsindex und als Folge davon auch die Kapazität und die wirksame Dielektrizitätskonstante dadurch erhöht werden, daß die Elemente 9 zickzackförmig angeordnet werden, und zwar mit Vorzug, wenn auch nicht notwendigerweise, so, daß sie voneinander gleiche Abstände besitzen. Die Zickzackförmige Anordnung muß natürlich so sein, daß ein Kurzschluß der Elemente oder Dipole nicht eintreten kann. Es ist möglich, die Elemente allein in der senkrechten Ausbreitungsebene 13 zickzackförmig anzuordnen, ebenso aber können sie auch schräg, d. h. sowohl in der Ausbreitungsebene 14 als auch in der Ebene der Wellenfront 13 zickzackförmig angeordnet werden.

Betrachtet man insbesondere die Ausführungsform nach Fig. 3, 4 und 5, so sind die Elemente 9 in sechs senkrechten Reihen 15 in der Ebene der Wellenfront 13 angeordnet, in vier senkrechten Reihen 16 in der Fortpflanzungsebene 14 und in fünf waagerechten Lagen 17, wobei die einander entsprechenden benachbarten Elemente 9, gemäß Fig. 4, in jeder Lage genau hintereinander angeordnet sind. Fig. 6 stellt, entsprechend Fig. 4, eine Seitenansicht einer anderen Ausführungsform dar. Hier hat das dielektrische Medium 8 das gleiche Volumen .Y, Y und Z wie das Medium in Fig. 3. In der Ausbreitungsebene 14 in Fig. 6 sind die Elemente 9 in jeder senkrechten Reihe 18 gegenüber den Elementen in den beiden benachbarten senkrechten Reihen 18 versetzt, wobei der Abstand zwischen den Elementen 9 der gleiche ist wie bei der Ausführungsform nach Fig. 4. Dadurch wird die gesamte Zahl der senkrechten Reihen r8 innerhalb der Fortpflanzungsebene 14, d. h. in Richtung der Tiefen- oder Dickenabmessung Z größer als die Zahl der Reihen 16 bei der Ausführungsform nach Fig. 4. Dementsprechend enthält die Ausführungsform nach Fig. 6,in dem gleichen Volumen X, Y, Z eine größere Anzahl von Elementen pro Volumeinheit, so daß der Brechungsindex dieser versetzten Ausführungsform größer ist als derjenige der linear verteilten Ausführungsform nach Fig. 3, 4 und 5. In Fig. 5 stellen die gestrichelten Elemente 19 die Lage einiger weniger versetzter Elemente als Beispiel dar, wenn dieses Versetzen nur in der Fortpflanzungsebene 14 angewandt wird. Die gestrichelten Linien 20 veranschaulichen die Lagen einiger versetzter Elemente als Beispiel, wenn dieses Versetzen nicht nur in der Fortpflanzungsebene 14, sondern auch in der Ebene der Wellenfront 13 vorgenommen ist.

Bei der Ausführungsform nach Fig. 3 kann der Abstand der Elemente in der waagerechten oder magnetischen Ebene (//-Ebene) größer sein als eine halbe Wellenlänge, wodurch erreicht ist, daß Reflektionen von Wellenkomponenten an den Oberflächen der Anordnung nicht auftreten können.

Insofern als die Elemente 9 in Fig. 3 linear sind, wirkt die Anordnung verzögernd bei Wellen mit einer Polarisation oder einer Polarisationskomponente parallel zum Vektor 11 und einer Fortprlanzungsrichtung mit einer waagerechten Komponente wie beispielsweise der Richtung 12. Die Elemente 9 können indessen auch eine andere Form besitzen, insbesondere können sie kugelförmig oder kreisförmig und flach, d. h. scheibenförmig sein. Wie vorher festgestellt, ist eine Anord-

nung ίο mit kugelförmigen Elementen, die einem Kugellager ähnelt, wirklich isotrop, da sie in gleicher W'eise verzögernd wirkt, wenn die in die Anordnung eintretenden Wellen irgendeine beliebige Polarisation und Fortpflanzungsrichtung besitzen. Demgegenüber wird in einer Anordnung mit metallischen Scheiben, die st) angeordnet sind, daß ihre Flächen sich parallel zur ankommenden Wellenfront erstrecken, die beste verzögernde Wirkung erzielt, wenn die Fortpflanzungsrichtung der ankommenden Welle senkrecht dazu steht und die Front der ankommenden Welle parallel zu den Flächen der Scheiben verläuft. Die Scheibenanordnung kann als quasiisotrop betrachtet werden, da sie in gleichem Maße alle Polarisationen in der vorerwähnten Ebene der Wellenfront verzögert.

Unter Bezugnahme auf Fig. 7, 8 und 9 soll jetzt die Polarisationsfähigkeit a_c einer vollkommen leitenden Kugel bestimmt werden. In Fig. 7 und 9 bezeichnet die Bezugsziffer 21 ein ursprünglich gleichförmiges

ao elektrisches Feld, so wie das durch den elektrischen oder E-Vektor 11 in Fig. 3 dargestellte. Die Bezugsziffer 22 bezeichnet eine völlig leitende Kugel, die in das Feld 21 eingetaucht ist. Nun ist

Va = — E y = E_r cos Θ , (36)

worin V_a das Potential des Feldes 21 darstellt und y die Ordinate parallel zum Ε-Vektor. Die freien Ladungen auf der Kugel werden durch das aufgedrückte Feld verschoben. Die Kugel wird dadurch zu einem elektrischen Dipol mit einem Moment M_c, das bestimmt werden soll. In Fig. 7 treten die elektrischen Kraftlinien in die Kugel ein und gehen durch diese hindurch, wodurch auf der einen Seite positive Ladungen erscheinen und negative auf der entgegengesetzten Seite, wie in Fig. 2. Es, wird auf diese Weise ein elektrischer Dipol nachgeahmt.

Das elektrische Potential V_oui außerhalb der Kugel ist die Summe aus dem aufgedrückten Potential V_a und dem Potential Vi des Dipols, d. h.

V₁-V -V-Vj (17)

'out — ^r α ν ' α · \ό/1

Aus den Gleichungen (9) und (36) ergibt sich

L r> , ^e CO

--- — kr cos Θ H

e COS θ

(38)

Für das Potential V_in im Innern der vollkommen leitenden Kugel gilt

Vin = O , (39)

da ja die Kugel 22 leitend ist.

Es sei darauf zurückgegriffen, daß an der Grenze zwischen zwei Dielektrika zwei Bedingungen erfüllt sind, nämlich

Etarvmtiai (innen) = E_ta„g_mtiai (außen) (40) und

sEnormai (innen) = ε£_Λ0ΓΜΟί (außen) . (41) Diese beiden Bedingungen können mit den Ausdrücken für das Potential folgendermaßen ausgedrückt werden:

V_in = V_otd (42)

dV_iH dVout . ,

£<»■■-,— = £(mi j— · (43)

dw dw

Darin bedeutet d die Ableitung und w die Senkrechte zur Oberfläche.

Da aber das leitende Element 22 eine Kugel ist, so ist r = a, d. h. der Radius der Kugel, so daß aus den Gleichungen (38), (39) und (42) hervorgeht

— Ea cos θ -\-

M_e cos Θ
4 π ε₀ α-

M_c cos Θ

= ο,

= Ea cos Θ,

M_c = 4 π ε₀ α³ E.

Aus der Gleichung (23) geht hervor
M.^a, E,

α³.

(44)

(45)

(46)

(47) (48)

Eingesetzt in Gleichung (30) ergibt sich der Brechungsindex der Anordnung 10 in Fig. 3 mit kugelförmigen Elementen 22. Um einen Abstand S zwischen den Elementen von genügender Größe zu erhalten, daß die Erscheinungen der gegenseitigen Kopplung vernachlässigbar sind, ergibt sich

_Ma = l + ^-^—

(49)

(5°)

Beim Ableiten der Gleichungen (48) und {50) für ein Gebilde mit vollkommen leitenden Kugeln ist das Vorhandensein nur eines elektrischen Feldes angenommen worden. Mit anderen Worten: Das magnetische Feld, das notwendigerweise mit dem elektrischen Feld einer elektromagnetischen Welle gekoppelt ist, ist nicht berücksichtigt worden. Praktisch wird das magnetische Feld durch die Kugel zerstreut, und dieses zerstreute magnetische Feld sucht den Wert des Brechungsindex, wie er durch die Gleichung (50) gegeben ist, herabzusetzen. Im einzelnen betrachtet ist zu sagen, daß die elektrischen Vektoren der Mikrowelle auf der leitenden Kugel endigen, und das elektrische Feld wird auf diese Weise gestört. Diese elektrischen Vektoren erzeugen auf der Oberfläche der leitenden Kugel Wirbelströme, die es verhindern, daß die magnetischen oder //-Kraftlinien in die Oberfläche der Kugel eindringen. Im Ergebnis werden die magnetischen Linien zerstreut und umgehen die Kugel. Wie in Fig. 7 und 9 gezeigt, endigen also die elektrischen Vektoren 11 auf der leitenden Kugel 22, und das elektrische Feld ist gestört, während wie Fig. 8 und 9 zeigen, die Vektoren 24 die Kugel 22 umgehen und das magnetische Feld 23 ebenfalls gestört ist.

Nun ist eine leitende Kugel 22 innerhalb eines magnetischen Feldes 23 ähnlich einer dielektrischen Kugel, d. h. einer theoretischen Kugel mit einer Dielektrizitätskonstante gleich 0, in einem elektrischen Feld. Die dielektrische Kugel hat ein elektrisches Dipolmoment M_x, das nun bestimmt werden soll und das in gewissem Sinne dem magnetischen Dipolmoment der leitenden Kugel entspricht. So gilt für die dielektrische Kugel

V_ino.

(51)

Dieser Wert ist unbekannt, weil die Kugel nicht 1*5 leitend ist, aber es gilt, wie vorher festgestellt, für die

dielektrische Kugel mit einer Dielektrizitätskonstante gleich o:

*» = ο (52)

und

Seat = E₀. (53)

Dementsprechend können die Gleichungen (38) und (43) in geeigneter Weise benutzt werden, um M_z zu bestimmen. Somit ergibt sich

ε_ο

Γ _ _Λ , Μ, cos©]
— £ r cos Θ H " ^ I = ο

Teilt man Gleichung (54) durch

ε₀ cos Θ,
so ergibt sich

•ir- , ^.

= ο.

ir 4πε₀ ir [r*J

Da aber

so ist

Λί·

Weil nun
so ist

r = a,

— E —

M₁
2 π ε₀ a³

= ο

*=*■ (54) (55) (56)

(57)

(58)

(59) (60) (61)

oder

M₁ = — 2 π ε₀ a³ E. (62)

Infolgedessen ergibt sich aus den Gleichungen (23) und (62)

α, = — 2 πα³. (63)

Wie durch Gleichung (63) gezeigt ist, ist die elektrische Polarisationsfähigkeit a_z einer Kugel mit der Dielektrizitätskonstante gleich ο negativ und gleich der Hälfte des Wertes der Polarisationsfähigkeit a_e der leitenden Kugel, wie sie durch Gleichung (48) dargestellt ist. In ähnlicher Weise besitzt die leitende Kugel bei äußerst hohen Frequenzen eine negative magnetische Polarisationsfähigkeit, und die wirksame Permeabilität des Mediums, das leitende Kugeln enthält, wird dadurch geändert.

Um es zu wiederholen, ist bei der leitenden Kugel das Potential Fj₁, im Innern gleich 0, und die Dielektrizitätskonstante im Innern ε,·_Β ist verschieden von 0, so daß zur Bestimmung ihrer Polarisationsfähigkeit a_c in Verbindung mit der Gleichung (38) besser die Gleichung (42) als die Gleichung (43) benutzt wird. Demgegenüber ist bei der dielektrischen Kugel das Potential Fj_n im Innern verschieden von 0, und die Dielektrizitätskonstante e_fn im Innern gleich 0, so daß zur Bestimmung ihrer Polarisationsfähigkeit a_t besser die Gleichung (43) als die Gleichung (42) in Verbindung mit Gleichung (38) benutzt wird.

Die Gleichung für die relative Permeabilität μ,"einer Anordnung mit leitenden Elementen ist ähnlich der Gleichung (30) für die relative Dielektrizitätskonstante ε, des Elementes, nämlich

α μ

μ_τ = ι + N-

(64)

Darin bedeutet μ, die relative Permeabilität, μ₀ die Permeabilität im freien Raum, und α μ die magnetische Polarisationsfähigkeit.

Für eine Anordnung mit kugelförmigen Element en gilt μτ =1 — 2 π Na³, (65)

was der Gleichung (49) entspricht.

Nun ergibt sich aus den Gleichungen (30), (34), (50) und (65) für die Anordnungen mit leitenden Kugeln

V₀

=Y

fh «f

= Y (1 — 2 π Na³) (ι + 4 π Na³)

= y ι + 2 π Na³.

(66)

(67) (68)

Es ist zu beachten, daß der Wert der Gleichung (68) für den Brechungsindex für eine Anordnung mit leitenden Kugeln, wie man ihn erhält, wenn das magnetische Feld 23 berücksichtigt wird, kleiner ist als der in Gleichung (50) erhaltene Wert, wenn das magnetische Feld vernachlässigt wird. Wenn also die Frequenzen genügend klein sind, so daß sich auf der Kugel keine Wirbelströme bilden, so ist Gleichung (50) für den Brechungsindex verwendbar. Werden dagegen verhältnismäßig hohe Frequenzen benutzt, so daß Wirbelströme entstehen, so ist Gleichung (68) anzuwenden.

Wie vorher erörtert, kann die Störung des magnetisehen Feldes, die bei hohen Frequenzen durch den Wirbelstromeffekt verursacht wird, im wesentlichen dadurch ausgeschlossen werden, daß die Elemente in geeigneter Weise ausgebildet werden, so daß die magnetischen Linien nicht gestört werden. Im einzelnen betrachtet, ergibt sich, daß jedes Element so auszubilden ist, daß es eine vernachlässigbar kleine Ausdehnung in der Fortpflanzungsrichtung der Welle besitzt, in der Richtung des elektrischen Feldes 20 jedoch die gleiche Ausdehnung wie bei der Kugel. So bezeichnet in Fig. 9 die Bezugsziffer 25 eine leitende Kreisscheibe, deren Flächen parallel zum E-Vektor 11 und dem H-Vektor 24 liegen. Nun kann das Drehmoment T auf eine flache Scheibe mit einem Radius R folgendermaßen ausgedrückt werden:

Γ i6 R³ e„ . Ί _Λ

= (E sin Θ) [E cos Θ].

(75)

Darin bedeutet R den Radius der Scheibe. Die erste Klammer stellt das Dipolmoment dar, die zweite das Feld. Das Produkt aus beiden ist das Drehmoment. Für die Scheibe 25, deren Flächen parallel zu E liegen, gut

sin Θ = ι. (76)

Aus der Gleichung (23) ergibt sich

m=aE (77)

(78)

Darin ist an,* die elektrische Polarisationsfähigkeit der Scheibe. Infolgedessen ergibt sich aus der Gleichung

(30) unter Vernachlässigung der gegenseitigen Beeinflussung:

w² = ι + --NR³ = s_r. (79)

3

Der Brechungsindex η für die Scheibengruppe, wie er durch die Gleichung (79) gegeben wird, ist unabhängig von dem magnetischen Feld, wie schon gesagt. In Fig. 10 und 11 bezeichnen die Bezugsziffern 26 insgesamt 47 leitende Kugelelemente, die Murmeln oder Schrotkugeln ähneln, und auf senkrechten, nicht leitenden Pflöcken oder Sprossen 27 befestigt sind, wobei diese Sprossen 27 von der nicht leitenden Grundplatte 28 getragen werden. Die Kugeln sind längs der drei Achsen oder Richtungen X, Y und Z in der als dielektrisches Medium 29 dienenden Luft in Abständen so verteilt, daß sie eine elektromagnetische Verzögerungsgruppe 30 bilden. Das Medium 29 und die Gruppe 30 bilden zusammen eine Verzögerungsanordnung oder ein Prisma 31, das eine Stirnfläche 32 und eine geneigte rückwärtige Fläche 2,3 besitzt. Die Kugeln 26 sind in drei senkrechten Feldern angeordnet, nämlich einem vorderen Feld 34 mit 25 Kugeln, einem mittleren Feld 35 mit 12 Kugeln und einem rückwärtigen Feld 36 mit zehn Kugeln. Das vordere Feld 34 enthält fünf waagerechte Reihen 37 mit je fünf Kugeln, das rnitblere Feld 35 enthält drei waagerechte Reihen 38 mit je vier Kugeln, und das rückwärtige Feld 36 enthält zwei waagerechte Reihen 39 mit je fünf Kugeln. Anders betrachtet enthält das vordere Feld 34 fünf senkrechte Stöße 40 von je fünf Kugeln, das mittlere Feld 35 enthält vier senkrechte Stöße 41 mit je drei Kugeln, und das rückwärtige Feld 36 enthält fünf Stöße 42 mit je zwei Kugeln. Wie aus der Zeichnung klar hervorgeht, liegen das vordere und das rückwärtige Feld 34 bzw. 36 ausgerichtet, während das mittlere Feld 35 in schräger Richtung, d. h. senkrecht und waagerecht gegenüber den beiden äußeren Feldern 34 und 36 versetzt ist. Auf diese Weise sind, wie in Fig. 10 durch die gestrichelten Linien gezeigt, die entsprechenden senkrechten Gruppen 40 und 42 im vorderen und im rückwärtigen Feld 34 bzw. 36 waagerecht in einer Linie, und, wie durch die gestrichelten Linien 44 in Fig. 11 gezeigt, sind die beiden Reihen 39 des rückwärtigen Feldes 36 in einer Linie mit den beiden Bodenreihen 38 des vorderen Feldes 34. Auf diese Weise nimmt innerhalb des Mediums 29 jede Kugel 26 innerhalb des rückwärtigen Feldes 36 sowohl in der senkrechten als auch in der waagerechten Ebene eine Stellung ein wie eine Kugel in der Vorderplatte 34. Bei der Anordnung nach Fig. 11 liegt jede Reihe 38 des mittleren Feldes 35 in der Mitte zwischen zwei benachbarten Reihen 37 des vorderen Feldes 34. Jeder senkrechte Stapel 41 des mittleren Feldes 35 liegt zwischen den Linien 43, die die einander entsprechenden Stapel 40 und 42 des vorderen und des rückwärtigen Feldes 34 bzw. 36 miteinander verbinden. Der Abstand S von Mittelpunkt zu Mittelpunkt zwischen jeder Kugel und den dazu benachbarten Kugeln ist im wesentlichen gleich.

Wie vorstehend dargelegt, ist die elektrische Polarisationsfähigkeit α einer jeden Kugel direkt proportional dem Kubus des Kugelradius. Unter der Annahme, daß der Radius α gegeben ist und die gegenseitigen Beeinflussungen vernachlässigt werden können, kann a aus Gleichung (50) oder (62) ermittelt werden. Ist α bestimmt und der gewünschte Brechungsindex η gewählt, und zwar größer als 1, beispielsweise gleich 1,36, so kann die Zahl N der Kugeln pro Volumeinheit des Prismas und daraus der Abstand von Mittelpunkt zu Mittelpunkt S für Kugeln von bekanntem Radius a erhalten werden. Umgekehrt kann, wenn α und N und damit auch 5 gewählt sind, der theoretische Wert von η ermittelt werden. In diesem Zusammenhang sei festgestellt, daß während nach Fig. 10 und 11 die gesamte Zahl der Kugeln im Prisma 47 beträgt, das Prisma auch eine andere Zahl von Kugeln enthalten und auch irgendein anderes praktisches Gesamtvolumen besitzen kann. Außerdem kann die Zahl der Kugeln in jedem Feld, in jeder Reihe oder in jedem senkrechten Stapel natürlich sehr verschieden von der dargestellten Zahl sein, vorausgesetzt, daß die gewünschte bestmögliche Zusammenstellung für den Aufbau eingehalten wird. Wird zur Veranschaulichung angenommen, daß der Durchmesser jeder Kugel 9 mm und der Abstand S von Mittelpunkt zu Mittelpunkt 19 mm beträgt, so wird N ungefähr 2,38. An Stelle von Luft als dielektrisches Medium kann hierfür natürlich auch irgendeine andere dielektrische Substanz verwandt werden. Schließlich kann auch, wenn es gewünscht wird, die ganze Anordnung in einen evakuierten Behälter eingeschlossen werden, wobei das Vakuum das Medium darstellt.

Im Betrieb der Anordnung nach Fig. 10 und II werden Wellen mit einer Fortpflanzungsrichtung 12 und einer elektrischen Polarisation 11 oder irgendeiner anderen Polarisation in der Ebene der Wellenfront 13 durch das Prisma 31 hindurchgeleitet. Da der Brechungsindex größer ist als 1, werden die Phasengeschwindigkeiten der Wellenkomponenten, die durch den dickeren Teil des Prismas hindurchgehen, um einen größeren Betrag verringert als die Phasengeschwindigkeiten der Komponenten, die durch den dünneren Teil hindurchgehen. Infolgedessen wird die Fortpflanzungsrichtung der Wellenfront nach dem dicken Teil zu abgebogen, wie bei einer optischen Linse, _1Oj und die Richtung 45 beim Austritt schließt mit der Einfallsrichtung 12 einen Winkel ein.

In Fig. 12 und 13 bezeichnet die Bezugsziffer 30 eine metallische Verzögerungsanordnung oder ein künstliches dielektrisches Material, das, wie bei der Gruppe 30 nach Fig. 10, leitende Kugeln 26 enthält, die längs der X-, Y- und Z-Achse in der als Dielektrikum dienenden Luft 29 verteilt sind. Die Gruppe 30 umfaßt 50 Kugeln und ist so ausgebildet, daß sie eine plankonkave, kreissymmetrische Verzögerungslinse 50 bildet, die eine flache Stirnfläche 51, eine konvexe rückwärtige Fläche 52, eine optische Achse 53 und einen Brennpunkt 54 besitzt. Der Brechungsindex η der Linse 50 ist größer als 1 und kann in [der vorstehend in Verbindung mit dem Prisma 31 dargelegten Weise bestimmt werden. So kann beispielsweise der Brechungsindex der Linse 50 der gleiche sein wie derjenige des Prismas 31. Die Ziffer 55 bezeichnet eine punktförmige Primärantenne, wie z. B. ein konisches Horn, dessen Mundstück mit dem Brennpunkt 54 der Linse zusammenfällt. Das Horn ist mittels eines dielektri-

sehen Leiters 56 mit einer Übertragungseinrichtung 57 * für elektromagnetische Wellen verbunden, wie beispielsweise einem Mikrowellensender, -empfänger oder Radarübertrager.

Die Kugeln der Linse 50 sind in drei Feldern 34, 35 und 36 angeordnet, wobei das vordere Feld 34, das mittlere Feld 35 und das rückwärtige Feld 36 je 25 bzw. 16 bzw. 9 Kugeln enthalten. Das vordere Feld 34 ist das gleiche wie das vordere Feld 34 des Prismas 31 in Fig. 10 und enthält fünf Reihen 37 zu je fünf Kugeln oder fünf senkrechte Reihen 40 zu ebenfalls je fünf Kugeln. Das mittlere Feld der Linse 50 enthält vier Reihen 38 zu je vier Kugeln oder vier senkrechte Reihen 41 zu ebenfalls je vier Kugeln. Das rückwärtige Feld 36 enthält drei Reihen 39 zu je drei Kugeln oder drei senkrechte Reihen 42 zu ebenfalls je drei Kugeln. Da die Linse 50 keine feste Konstruktion bildet, stellen die Oberflächen 51 und 52, die mit strichpunktierten Linien gezeichnet sind, keine physikalischen Oberflächen dar. Sie sind aber in gewissem Sinne optische Obei flächen. Während der Durchmesser oder die öffnung 58 der Linse 50 so gewählt ist, daß die vordere Fläche 51 und die rückwärtige Fläche 52 keine der Kugeln schneiden, so kann die öffnung 58 doch auch kleiner sein als gezeichnet, und zwar so, daß die entsprechende konvexe Fläche, wie durch die gestrichelte Linie 59 angedeutet, eine oder mehrere der äußeren Kugeln schneidet, so daß also ein Teil jeder geschnittenen Kugel außerhalb der Linse liegt, während der verbleibende Teil in die Linse einbezogen ist. In diesem Falle sollen die außerhalb der Linse liegenden Teile fortgelassen werden, um den gewünschten optischen Umriß zu erhalten. Mit anderen Worten: Es ist möglich, die Linse so aufzubauen, daß sie nur ganze Kugeln enthält, oder so, daß sie ganze Kugeln wie auch Teile von Kugeln enthält.

Es soll nun die Gleichung für die konvexe Begrenzungsfläche der rückwärtigen Seite 52 ermittelt werden. In Fig. 13 bezeichnet das Bezugszeichen A die Länge des Weges, der von einer Welle oder einem Strahl durchlaufen wird, der vom Brennpunkt 54 ausgeht und durch den dicken Scheitelteil der Linse, und zwar längs der Linsenachse 53 bis zu der flachen vorderen Seite 51 verläuft. Das Bezugszeichen B bezeichnet die Länge des Weges, der von einem Strahl durchlaufen wird, der, vom Brennpunkt 54 ausgehend, zum Rande verläuft, und zwar so, daß er gerade an der Linse vorbeigeht und so die vordere Fläche 51 erreicht. Um die kugelförmige Wellenfront 60, die im Brennpunkt 54 entsteht, in eine ebene Wellenfront 61 an der vorderen Fläche 51 umzuwandeln, müssen die Laufzeiten Tj, und Tg einander gleich sein. Nun ist

JL V₀

und

Tn =

V(f

(80)

(81)

Darin bedeuten/" die Brennweite der Linse, χ die Dicke der Linse längs der Achse 53, y den Radius oder die halbe öffnung der Linse, ν die Phasengeschwindigkeit innerhalb der Linse, wie vorher, V₀ die Phasengeschwindigkeit im freien Raum. Daraus ergibt sich

_£_ + ..* = V (f +X)²Ty²

V₀ V V₀

Da nun

(82)

(83)

(84)

so ergibt sich weiterhin

(n* — i)x* + 2f χ (« - i) — y² = ο

Dieses ist die Gleichung einer Hyperbel.

Unter der Annahme, daß die Anordnung 57 in Fig. 12 und 13 einen Sender darstellt, wird die Energie von diesem über einen Leiter 56 dem Horn 55 zugeführt, und eine Welle mit der Polarisation 11 und einer kugelförmigen Wellenfront wandert gegen die Linse 50. Die Phase der Wellenkomponenten, die durch den dicken mittleren Scheitelteil der Linse hindurchgehen, wird um einen größeren Betrag verzögert als die Phase der Wellen durch den äußeren dünneren Teil der Linse, und die Wellen, die an der vorderen Fläche 51 ankommen, sind gleichphasig. Anders ausgedrückt, wird eine ankommende kugelförmige Wellenfront 60 durch die Linse in eine ebene Wellenfront 61 umgewandelt, die sich senkrecht zur Achse 53 erstreckt. Beim Empfang spielt sich der umgekehrte Vorgang ab. Eine ankommende ebene Welle 61, deren Fortpflanzungsrichtung parallel zur Achse 53 verläuft, wird durch die positive, hyperbolisch-plane Linse in eine kugelförmige Wellenfront 60 umgewandelt, die zum Brennpunkt 50 konvergiert. Mit anderen Worten: Die ankommenden parallelen Strahlen 62 und 63 werden durch die Linse gebeugt oder gebrochen, wie durch die Strahlen 64 und 65 veranschaulicht, und auf die Primärantenne 55 gesammelt. Da die Linse 50 kreissymmetrisch ist, wird diese Wirkung der Vereinigung im Brennpunkt in allen Ebenen erzielt, die die optische Achse 53 enthalten. Da die Elemente 26 kugelförmig sind, ist die Linse 50 von gleichförmiger Struktur (isotrop). Im praktischen Gebrauch arbeitete eine nach Fig. 12 und 13 gebaute Linse mit Kugeln von 9 mm Durchmesser und 19 mm Mittelpunktabstand in hohem Maße zufriedenstellend. Die plan-konvexe Linse nach Fig. 14 und 15 ist die gleiche wie die Linse 50 nach Fig. 12 und 13, mit dem Unterschied, daß als Dielektrikum an Stelle von Luft Polystyrenschaum benutzt wird. Dieser besitzt eine Dielektrizitätskonstante von 1,014, d. h. nahezu i, und einen Brechungsindex von 1,007, der sich von ι ebenfalls kaum unterscheidet. In Fig. 14 und 15 bezeichnen die Bezugsziffern 71, 72 und 73 drei dicke Platten von Polystyrenschaum, in die die Kugeln 26 der Felder 34, 35 und 36 eingebettet sind. Die Bezugsziffern 74 und 75 bezeichnen zwei dünne Platten aus Polystyrenschaum, die zwischen den Platten 71 und 72 bzw. 72 und 73 als Abstandshalter liegen. Die Felder 34, 35 und 36, die die metallische Verzögerungslinse 70 bilden, sind im wesentlichen die gleichen wie die Felder 34, 35 und 36 der Linse 50. Die Arbeitsweise der Anordnung nach Fig. 14 und 15 ist im wesentlichen die gleiche wie die der Anordnung nach Fig. 12 und 13. Bei einer nach Fig. 14 und 15

gebauten und mit Erfolg erprobten Ausführungsform der Erfindung hatten die Kugeln 26 ebenfalls Durchmesser von 9 mm und Mittelpunktabstände von 19 mm.

In Fig. 16, 17 und 18 bezeichnet die Bezugsziffer 80 eine kreissymmetrische Verzögerungslinse, die in gewisser Hinsicht als .von gleichförmiger Struktur aufgefaßt werden kann (quasiisotrop). Diese Linse enthält ein dielektrisches Medium 81 mit einer Dielektrizitätskonstante von im wesentlichen gleich 1 und eine darin eingebettete metallische Verzögerungsanordnung. Das dielektrische Medium 81 besteht aus fünf einander dicht benachbarten kreisförmigen Platten 83, 84, 85, 86 und 87 aus Polystyrenschaum und dem vernachlässigbaren Luftdielektrikum 88 zwischen den benachbarten parallelen Platten. Die Bezugsziffern 89, 90, 91, 92 und 93 bezeichnen die vorderen Flächen, und die Bezugsziffern 94, 95, 96, 97 und 98 die rückwärtigen Flächen der Platten 83, 84, 85, 86 und 87. Die Platten werden von dem hölzernen Querträger oder Stab 99, den hölzernen Ständern 100 und der hölzernen Grundplatte 28 getragen. Die metallische Verzögerungsgruppe besteht aus einer großen Anzahl von Scheiben 101 aus Kupferfolie von vernachlässigbar geringer Dicke, die auf den rückwärtigen Flächen aller fünf Platten sowie auf der vorderen Fläche der am weitesten vorn liegenden Platte 83 angebracht sind. Diese Anbringung ist so vorgenommen, daß die leitenden Platten längs der drei Dimensionen innerhalb des Mediums 81 gleichmäßig verteilt sind. Somit erstrecken sich die Vorder- und die Rückflächen sowie die Durchmesser aller Scheiben 101 parallel zur Wellenfront 13, die den elektrischen Vektor 11 enthält. Anders betrachtet, besteht die metallische Verzögerungsanordnung aus sechs kreisförmigen, metallischen Platten 102, 103, 104, 105, 106 und 107, die längs der optischen Achse 53 der Linse 80 gleichmäßige Abstände voneinander besitzen und verschiedene Anzahlen metallischer Scheiben 101 enthalten. Jedes Feld enthält ganze Scheiben und Teile von Scheiben. Die Scheiben 101 in den Feldern 103, 105 und 107 sind in bezug auf die Scheiben 101 in den Feldern 102, 104 und 106 schräg versetzt. Die Bezugsziffern 108 bezeichnen Abstandhalter aus Polystyrenschaum, die auf dem Träger 99 zwischen den Platten und den benachbarten äußeren Platten angebracht sind und vorzugsweise so bemessen sind, daß die Mittelpunktabstände S der benachbarten Scheiben in den benachbarten Feldern sowie auch die Mittelpunktabstände S der benachbarten Scheiben innerhalb eines jeden Feldes einander gleich sind. Wenn es gewünscht wird, können die Abstandhalter 108 auch fortgelassen werden und die Platten 83 bis 87 in ihrer Dicke so bemessen werden, daß die Platten sich berühren, wodurch der Luftzwischenraum zwischen den Platten im wesentlichen verschwindet. Die Durchmesser der Platten und damit die Durchmesser der Felder sind fortschreitend abgestuft in Übereinstimmung mit der plan-konvexen Form der Linse.

Wie schon erörtert, ist die elektrische Polarisationsfähigkeit jeder Scheibe 101 direkt proportional dem Kubus des Scheibenradius R. Geht man von einem gegebenen Radius aus, so kann sie aus der Gleichung (78) ermittelt werden. Mit diesem ermittelten Wert gs für α sowie den für den Radius R und den gewünschten Brechungsindex η gewählten Werten bestimmt sich die Anzahl N der Scheiben pro Volumeinheit der metallischen Linse 80 und damit der Mittelpunktabstand S der Scheiben aus der Gleichung (79) ₇„ unter der Annahme, daß die gegenseitigen Beeinflussungen vernachlässigt werden können, oder aus den Gleichungen (31) und (78), wenn die gegenseitigen Beeinflussungen berücksicht werden. Umgekehrt kann, wenn R und N und damit 5 gewählt werden, der theoretische Wert von η bestimmt werden. Die Arbeitsweise der Scheibenlinse nach Fig. 16, 17 und 18 ist im wesentlichen die gleiche wie die der Linse nach Fig. 12 oder Fig. 14. Es ist aber die Linse 80 isotrop nur für Wellen mit einer Fortpflanzungs- g₀ richtung parallel zur Achse 53, während, wie vorher dargelegt, die Linse 50 und die Linse 70 beide wirklich isotrop sind. Wie bei den Linsen 50 und 70 wird die Wirkung des Sammelns in einem Brennpunkt in allen axialen Ebenen der Linse 80 erzielt, und es wird ein auf einen Punkt zulaufendes Bündel erzeugt.

Wie in Fig. 19 gezeigt, in der die Bezugsziffer 110 das in der Zi-Ebene für eine Antennenkonstruktion nach Fig. 16, 17 und 18 gemessene Strahlungsdiagramm bezeichnet, ist die Richtwirkung der kleinen _go Verzögerungslinse 80 in hohem Maße zufriedenstellend. Es ist dabei die Abszisse in Winkelgraden, die Ordinate in Dezibel geteilt. In diesem erprobten System betrug der Linsendurchmesser bzw. die Linsenöffnung 61 cm, der Scheibenradius R = 8 mm und der Scheibenabstand S = 25 mm. Die Strahlungscharakteristik wurde mit einer Wellenlänge von λ = 7,25 cm gemessen. Die Charakteristik 110 enthält einen einzigen Hauptstrahlungsbereich in, zwei Reststrahlungsbereiche 112 und die Bereiche geringerer Strahlung 113. Wie es erstrebt wird, sind die Reststrahlungsbereiche und die Bereiche geringerer Strahlung beträchtlich unterhalb des Höchstwertes des Hauptstrahlungsbereiches, und zwar liegen die Reststrahlungsbereiche um 15 Dezibel und die Bereiche geringerer Strahlung um 20 bis 25 Dezibel unterhalb des genannten Höchstwertes. Diese geringe Stärke der Bereiche geringerer Strahlung ist im allgemeinen zufriedenstellender als bei den vorbekannten Anordnungen mit reflektierenden An- no tennen. Die Halbwertsbreite 114 des Hauptstrahlungsbereiches beträgt 7,6°. Die Breite des ganzen Bündels hängt von mehreren Faktoren ab, zu denen die bündelnde Wirkung der Linse gehört, und sie ist auch direkt proportional der Linsenöffnung. Das Bündel mit einer Breite von 7,6° bei der Linse nach der Erfindung ist vergleichbar mit Bündelbreiten bei anderen vorbekannten passiven Antennen, wie beispielsweise bei parabolischen Reflektoren und Zonenplatten und anderen Linsen mit Öffnungen iao von 61 cm.

In der Praxis werden die Felder der Linse 80 in der Weise hergestellt, daß man die Scheiben aus Kupfer- oder Aluminiumfolie einzeln auf den PoIystyrenplatten anbringt. Man kann aber eine Verzögerungslinse mit Scheiben leichter und einfacher her-

stellen, indem man leitendes Material, wie beispielsweise eine entsprechende Farbe, auf eine Seite jeder der dünnen, festen dielektrischen Scheiben aufspritzt, unter Verwendung einer dünnen Metallscheibenlehre, die mit kleinen, runden oder quadratischen Löchern geeigneter Form versehen ist. Eine kreisförmige Maske wird während des Aufspritzens zwischen die Lehre und die Dielektrikumsscheibe gelegt, um ein kreisförmiges Feld von ein- zelnen leitenden Flecken zu erhalten. Die Durchmesser der verschiedenen Masken sind so abgestuft, daß die Umrisse der gewünschten konvexen Linse erhalten werden, wenn die Dielektrikumsplatten miteinander vereinigt werden, um die Verzögerungsanordnung zu bilden. In der zusammengebauten Linse sind die Dielektrikumsplatten miteinander durch Bolzen verbunden, und es können, je nach der Dicke der Dielektrikumsplatten, gegebenenfalls feste dielektrische oder hölzerne Abstandhalter zwischen die benachbarten Dielektrikumsplatten eingefügt werden, um den richtigen Abstand der Elemente in Richtung parallel zur Linsenachse zu gewährleisten.

Fig. 20, 21, 22 und 23 veranschaulichen eine Linse

mit gemalten Scheiben oder Flecken, die in der eben beschriebenen Weise hergestellt ist. Die Bezugsziffer 120 bezeichnet eine quasiisotrope, kreissymmetrische Verzögerungslinse mit vier festen, dielektrischen Platten 123, 125, 127 und 129 als Abstandhaltern und fünf festen dielektrischen Feldplatten 122, 124, 126, 128 und 130. Die Bezugsziffern 132, 133, !34. !35 ^und ^J36 bezeichnen kreisförmige Felder, die auf die Platten 122, 124, 126, 128 und 130 aufgemalt sind und abgestufte Durchmesser besitzen, die von einem Höchstwert für das Feld 132 sich bis zu einem Kleinstwert für das Feld 136 verringern, in Übereinstimmung mit der optischen hyperbolisch-konvexen Fläche 52 der Linse 120. Die Felder enthalten verschiedene Mengen von quadratischen Flecken 137 aus leitender Farbe und sind gegeneinander nicht versetzt. Die benachbarten Flecken 137 eines jeden Feldes besitzen voneinander einen Abstand 5. Die Dicken der Feldplatten und der Abstandplatten sind so gewählt, daß die entsprechenden Flecken in benachbarten Feldern voneinander ebenfalls einen Abstand S besitzen. Die Feldplatten und die Abstandplatten, die in der Form miteinander vereinigt sind, wie es Fig. 20 zeigt, sind miteinander durch hölzerne Träger 121 sowie durch Bolzen- und Mutterverbindungen 131 sicher zusammengesetzt. Die Feldplatten und die Abstandplatten können aus Polystyrenschaum oder einem anderen geeigneten dielektrischen Material, wie beispielsweise Cellophan, hergestellt sein. Wenn das Material durchscheinend ist, so rufen die Flecken 137 eine Schattenwirkung hervor, wie es Fig. 21 zeigt. Diese Schattenwirkung nimmt, ausgehend von einem Höchstwert in der Mitte der Linse, in allen radialen Richtungen bis zu einem Mindestwert am Umfang ab, und zwar infolge der Kreissymmetrie der Linse.

Die elektrische Polarisationsfähigkeit α des einzelnen quadratischen Fleckens mit einer Seitenlänge 2 R ist nicht nennenswert verschieden von der Polarisationsfähigkeit α eines kreisförmigen Fleckens vom Radius R. Ist die halbe Seitenlänge 7? bzw. der Radius R gegeben, so kann die Polarisationsfähigkeit α aus der Gleichung (78) bestimmt werden wie für die Linse 80 nach Fig. 16. Sind α bestimmt und R bekannt, so kann der gewünschte Brechungskoeffizient n, der größer ist als 1, in Übereinstimmung mit der Gleichung (79) gefunden werden, indem N und S geeignet gewählt werden. Die quasioptische und elektrische Arbeitsweise der Anordnung nach Fig. 20 ist im wesentlichen die gleiche wie diejenige der Anordnung nach Fig. 16.

In Fig. 24 und 25 ist die metallische Verzögerungslinse 140 mit gemalten Scheiben im wesentlichen die gleiche wie die gemalte Linse 120 nach Fig. 20, 21, 22 und 23, mit der Ausnahme, daß die Linse 140 zylindersymmetrisch ist und eine Brennpunktlinie 141 besitzt, während die Linse 120 kreissymmetrisch ist und einen Brennpunkt 54 besitzt. Die Stirnfläche 51 der Linse 140 ist zylindrisch konvex, während die rückwärtige Fläche 52 flach ist. Die Linse 140 nach Fig. 24 und 25 enthält fünf rechteckige Platten 142, 143, 144, 145 und 146 aus Polystyrenschaum und die fünf leitenden Felder 147, 148, 149, 150 und 151, die auf die vorgenannten Platten aufgespritzt sind. Die Felder sind gegeneinander nicht versetzt, und sie haben alle die gleiche Länge, jedoch abgestufte Breiten. Wie bei der Linse nach Fig. 20 bestehen die Flecken 137 aus leitender Farbe. Die Dicken der Platten sind so gewählt, daß die Abstände S zwischen benachbarten Flecken 137 und längs der drei Dimensionen X, Y und Z der Anordnung einander gleich sind. Die Bezugsziffer 152 bezeichnet ein sektorförmiges Horn, das mit dem Leiter 56 und der Anordnung 57 verbunden ist und dessen lange Mündungsöffnung 153 in einer Linie mit der Brennpunktlinie 141 der Linse 140 liegt.

Die Polarisationsfähigkeit α der Flecken, ihre halbe Seitenlänge R, ihre Anzahl Λ⁷ pro Volumeinheit der Anordnung, der Abstand 5 zwischen den Flecken und der Brechungsindex η sind die gleichen wie bei der Linse nach Fig. 20. Im Betriebszustand speist das sektorenförmige Horn die Brennpunktlinie 141, und die Linse verzögert die inneren Strahlen, die durch den dickeren Teil der Linse hindurchgehen, im Verhältnis zu den äußeren Strahlen. Dadurch wird die zylindrische Wellenfront, die aus der öffnung 153 des Hornes heraustritt und in einer Linie mit der Brennpunktlinie 141 liegt, durch die Linse 140 in eine ebene Welle umgewandelt. Mit anderen Worten: Die Linse sammelt die Wellen in der senkrechten oder /s-Ebene, die die elektrische Polarisation 11 enthält, sie bündelt aber nicht in der waagerechten oder //-Ebene. Dementsprechend wird ein fächerförmiges Bündel erzeugt, das in der E-Ebene eine geringe Breite besitzt und eine große Breite in der //-Ebene. Wenn es gewünscht wird, kann ein auf einen Punkt zulaufendes Bündel erreicht werden, indem man in geeigneter Weise eine Linse in die öffnung 153 des Hornes einsetzt, wie es an sich bekannt ist.

Wie schon festgestellt, ist die Zs-Abmessung, d. h. die Abmessung in einer Richtung parallel zur Polarisation der elektrischen Welle, eines jeden leitenden

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Elementes in den bisher beschriebenen Anordnungen verhältnismäßig klein im Verhältnis zu einer gleichen Wellenlänge und daher so, daß Resonanzerscheinungen vermieden werden. Überdies haben die in Fig. 3, 10, 12, 14, 16, 20 und 24 beschriebenen Anordnungen eine verhältnismäßig große Bandbreite, da die Frequenzbänder oder Bereiche, in denen sie im allgemeinen benutzt werden, genügend weit von dem Bereich ungewöhnlicher Zerstreuung entfernt liegen.

Das bedeutet, daß die effektive Dielektrizitätskonstante und der Brechungskoeffizient sich mit der Frequenz nicht nennenswert ändern. Ein Beispiel sei angeführt: In einer erprobten Anordnung mit Elementen, deren .Ε-Abmessung einer Viertelwellenlänge bei λ = 7,6 cm (3947,3 MHz) entsprach, änderte sich der Brechungskoeffizient η von 1,41 bei λ = 8 cm (3750 MHz) bis 1,43 für λ = 7 cm (4285,7 MHz). Mit anderen Worten: Der Brechungskoeffizient nahm nur um 0,02 zu, wenn die Wellenlänge sich um 1 cm verringerte, d. h. die Frequenz um 535,7 MHz zunahm. Wenn die Frequenz von 4285,7 MHz zunimmt, nimmt der Brechungsindex η ebenfalls zu, bis bei λ = ^7> - = 3,8 cm, entsprechend 7894,6 MHz, "die

metallische Anordnung im wesentlichen undurchlässig und der Koeffizient η sehr groß wird. Bei dieser Wellenlänge beträgt die ^-Abmessung der Elemente eine halbe Wellenlänge, wodurch Resonanzerscheinungen auftreten, und das künstliche Dielektrikum,

d. h. die metallische Anordnung, wie ein gewöhnliches, festes Dielektrikum in der Nähe seines Bereiches ungewöhnlicher Zerstreuung arbeitet. Bei den längeren Wellenlängen, d. h. bei niedrigeren Frequenzen, scheint die metallische Anordnung einen Brechungskoeffizienten zu haben, der kleiner ist als 1. Mit dem Brechungskoeffizienten kleiner als 1 wird aber die Phasengeschwindigkeit der hindurchtretenden Wellen nicht verzögert, sondern beschleunigt, vind der Refraktor wird zu einem schnellen metallischen Beschleunigungsrefraktor. Demgegenüber haben lineare Elemente oder Stäbe, die parallel zum E-Vektor gelagert sind und eine it-Abmessung oder Länge von einer halben Wellenlänge besitzen, ein sehr breites Resonanzband, und der Bereich ungewöhnlicher Zerstreuung in einer als künstliches Dielektrikum arbeitenden metallischen Anordnung mit solchen Stäben ist sehr breit. Dieser Bereich, d. h. dieses Frequenzband, kann beträchtlich verringert werden, indem man die Stäbe von einer halben Wellenlänge in der Ebene der Wellenfront schräg stellt, so daß sie zu dem elektrischen (Zs)-Vektor etwas mehr senkrecht stehen, wodurch die Stäbe mit dem wandernden Feld lose gekoppelt werden. Die Stäbe sollen- hierbei unsymmetrisch oder unterschiedlich schräg gestellt werden, um eine starke Abnahme in der Dämpfung der Strahlung und damit eine scharfe Resonanzkurve sicherzustellen und die Strahlung aus dieser Stäbchenanhäufung auf ein Mindestmaß herabzusetzen. Eine symmetrische Schrägstellung der Stäbchen würde zu einem Höchstwert der Strahlung aus der Stäbchengruppe bei einer parallel zu den Stäbchen polarisierten Welle führen.

In Fig. 26, 27 und 28 bezeichnet die Bezugsziffer 160 eine als künstliches Dielektrikum arbeitende frequenzempfindliche metallische Anordnung mit mehreren Resonanzstäbchen 161 aus Aluminium, von denen jedes bei einer gegebenen Frequenz eine halbe Wellenlänge lang ist, und die in vier senkrechten Feldern 162, 163, 164 und 165 angeordnet sind. Anders betrachtet, sind die Stäbchen 161 in zehn waagerechten Reihen 166 angeordnet. Die benachbarten Stäbchen 161 innerhalb eines jeden Feldes sind entgegengesetzt schräg gestellt. Die entsprechenden Stäbchen 161 in jeder Reihe sind in die gleiche waagerechte Platte 167 aus Polystyrenschaum eingebettet, wie dargestellt, wobei die Dicke oder senkrechte Höhe jeder Platte etwa die gleiche ist wie die senkrechte Projektion L₉ der Stäbchenlänge L. Die Bezugsziffern 168 bezeichnen Abstandhalterplatten aus Polystyren, von denen jede zwischen ein verschiedenes Paar von Platten benachbarter Reihen 167 gestellt ist. Wie in Fig. 27 genauer gezeigt, ist die Schrägstellung der Stäbchen so gewählt, daß der waagerechte Mittelpunktabstand 5 der Stäbchen etwa dreimal so groß ist wie der senkrechte Mittelpunktabstand 5 der Stäbchen. Der waagerechte Abstand S₁ der Stäbchen beträgt etwa die Hälfte des waagerechten Abstandes S_x, wobei die Abstände S,j vorzugsweise kleiner sind als ein Viertel der vorgenannten Wellenlänge. Unter der Annahme, daß die Anordnung 160 als Linse benutzt wird, ist die vordere Fläche 169 der Anordnung 160 kreisförmig und flach, wie Fig. 28 zeigt. Die rückwärtige Fläche ist kreisförmig konvex oder kreisförmig konkav, wie durch die strichpunktierten Linien 170 und 171 in Fig. 26 gezeigt, je nach der Frequenz, mit der die Übertragungsanordnung 172 arbeitet. Die Anordnung 172 enthält Mittel, um die Arbeitsfrequenz zu ändern, oder ist so ausgebildet, daß die Frequenz leicht geändert werden kann. Es sei angenommen, daß die Arbeitsfrequenz der Anordnung 172 größer ist als irgendeine der Frequenzen innerhalb des Bereiches ungewöhnlicher Zerstreuung für die Anordnung 160. Dann sind im Betriebszustand die Dielektrizitätskonstante und der Brechungsindex der Anordnung beide kleiner als 1, und die Phasengeschwindigkeit ν der Wellen innerhalb der Linse 160 ist größer als die Phasengeschwindigkeit V₀ im freien Raum. Dementsprechend ist die rückwärtige Fläche der Linse 160 ellipsoidal-konkav. Wenn demgegenüber die Frequenz der Anordnung 172 kleiner ist als eine der Frequenzen in dem Bereich ungewöhnlicher Zerstreuung, so sind die Dielektrizitätskonstante und der Brechungskoeffizient der Anordnung beide größer als i, und die Phasengeschwindigkeit ν der Wellen in der Linse 160 ist kleiner als die Phasengeschwindigkeit V₀ im freien Raum. Dementsprechend wird in diesem Fall die rückwärtige Fläche hyperbolischkonvex, wie beispielsweise in Fig. 13 gezeigt. In beiden Fällen arbeitet die Linse 160 so, daß sie die iao Wellen in allen Ebenen, die die Linsenachse 53 enthalten, bündelt, wie schon dargelegt.

In Fig. 29 bezeichnet die Bezugsziffer 173 eine durch Messung ermittelte Zerstreuungskurve einer metallischen Anordnung nach Fig. 26, 27 und 28, bei las der L = 31 mm, L_x, = 6 mm, S_x = 19 mm, S_y = 12 mm

und S₁ = 38 mm ist. Die Abszisse weist eine obere Teilung in Megahertz, .eine untere in Zentimeterwellenlänge auf, während die Ordinate den Brechungsindex anzeigt. Bei dem Versuch betrug die benutzte Wellenlänge 7,6 cm. Wie Kurve 173 zeigt, beginnt der Bereich der ungewöhnlichen Zerstreuung für diese untersuchte metallische Anordnung 160, wenn die Stäbchen 161 etwa eine halbe Wellenlänge lang sind. Mit anderen Worten: Die Kurve zeigt, daß die An-Ordnung bei einer Frequenz von 3947 MHz in Resonanz ist. Bei dieser Frequenz sind die Stäbchen von 3,175 cm etwa eine halbe Wellenlänge lang, da 3947 MHz einer Wellenlänge von 7,60 cm entsprechen. So ergibt sich, daß die Anordnung 160 einen Bereich ungewöhnlicher Zerstreuung besitzt, entsprechend demjenigen eines festen dielektrischen Refraktors. Wegen der schnellen Änderung des Brechungskoeffizienten η mit der Frequenz kann das künstliche Dielektrikum 160 in Prismen oder Linsen veränder-

ao licher Brennweite als Mittel zur Trennung schmaler Kanäle benutzt werden.

Obwohl die Erfindung in Verbindung mit gewissen Ausführungsformen beschrieben worden ist, so ist doch darauf hinzuweisen, daß sie nicht auf diese beschriebenen Ausführungsformen beschränkt ist insofern, als auch andere Geräte für die Verwirklichung der Erfindung mit Erfolg benutzt werden können.

Claims (17)

1. PATENTANSPRÜCHE:

   I. Brechungskörper für elektromagnetische Wellen, gekennzeichnet durch eine Vielzahl leitender Elemente, die in einem nicht wesentlich brechend wirkenden dielektrischen Material innerhalb passender Grenzflächen verteilt sind, derart, daß die Phasengeschwindigkeit paralleler Wellenzüge im Sinne der gewünschten verschiedenen Brechung unterschiedlich beeinflußt wird.
2. 2. Brechungskörper nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Abmessung eines jeden Elementes parallel zur elektrischen Polarisation einer einfallenden Welle kleiner ist als eine halbe Wellenlänge.
3. 3. Brechungskörper nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Abstand zwischen benachbarten Elementen kleiner ist als eine halbe Wellenlänge.
4. 4. Brechungskörper nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß die leitenden Elemente aus linearen metalllischen Elementen bestehen. .
5. 5. Brechungskörper nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß die leitenden Elemente aus kugelförmigen metallischen EIementen bestehen.
6. 6. Brechungskörper nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß die leitenden Elemente flach sind.
7. 7. Brechungskörper nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß die Elemente scheibenförmig sind.
8. 8. Brechungskörper nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß der Körper die Form eines Prismas hat.
9. 9. Brechungskörper nach einem der Ansprüche 1 bis 7, dadurch gekennzeichnet, daß der Körper die Form einer plan-konvexen Linse hat.
10. 10. Brechungskörper nach Anspruch 6 oder 7, dadurch gekennzeichnet, daß die flachen Oberflächen der Elemente in einer Ebene liegen, welche parallel zu der Ebene der elektrischen und magnetischen Polarisation verläuft.
11. 11. Brechungskörper nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß die Elemente von leitfähigen Farbflecken gebildet werden, welche auf· dielektrischen Feldern aufgetragen sind.
12. 12. Brechungskörper nach Anspruch ii, dadurch gekennzeichnet, daß die Flecken quadratisch sind.
13. 13. Brechungskörper nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß benachbarte lineare Elemente in entgegengesetztem Sinne schräg gestellt sind.
14. 14. Brechungskörper nach einem der Ansprüche 8, 9, 11 und 12, dadurch gekennzeichnet, daß die Elemente in einem Feldersatz gegenüber den entsprechenden Elementen in einem benachbarten Feldersatz versetzt sind.
15. 15. Brechungskörper nach einem der Ansprüche I bis 7, dadurch gekennzeichnet, daß der Körper zylindersymmetrisch ist und die Elemente so angeordnet sind, daß sie eine Linse mit einer Brennlinie bilden.
16. 16. Brechungskörper nach Anspruch 15, dadurch gekennzeichnet, daß die der Brennlinie zugewandte Oberfläche der Linse hyperbolisch begrenzt ist.
17. 17. Brechungskörper nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß das dielektrische Medium eine Dielektrizitätskonstante größer als 1 besitzt.

    Hierzu 2 Blatt Zeichnungen

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