DE963250C - System zur Unterdrueckung von stoerenden Schwingungsformen in Hohlleitern - Google Patents
System zur Unterdrueckung von stoerenden Schwingungsformen in HohlleiternInfo
- Publication number
- DE963250C DE963250C DEW7816A DEW0007816A DE963250C DE 963250 C DE963250 C DE 963250C DE W7816 A DEW7816 A DE W7816A DE W0007816 A DEW0007816 A DE W0007816A DE 963250 C DE963250 C DE 963250C
- Authority
- DE
- Germany
- Prior art keywords
- waveform
- waveguide
- dielectric
- waveforms
- phase
- Prior art date
- Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
- Expired
Links
Classifications
-
- H—ELECTRICITY
- H01—ELECTRIC ELEMENTS
- H01P—WAVEGUIDES; RESONATORS, LINES, OR OTHER DEVICES OF THE WAVEGUIDE TYPE
- H01P1/00—Auxiliary devices
- H01P1/16—Auxiliary devices for mode selection, e.g. mode suppression or mode promotion; for mode conversion
- H01P1/163—Auxiliary devices for mode selection, e.g. mode suppression or mode promotion; for mode conversion specifically adapted for selection or promotion of the TE01 circular-electric mode
Landscapes
- Waveguide Switches, Polarizers, And Phase Shifters (AREA)
Description
AUSGEGEBEN AM 2. MAI 1957
W7816 VIIIa/2iα4
in Hohlleitern
Bei der Übertragung von elektromagnetischer Energie durch einen Hohlleiter oder durch einen
anderen Wellenleiter kann die Energie bekanntlich in einer oder in mehreren Schwingungsformen bzw.
charakteristischen Feldformen übertragen werden, die von der Querschnittsgröße und Form des Wellenleiters
und von der Betriebsfrequenz abhängig sind. Je größer der Querschnitt des Wellenleiters ist, um so
größer ist bekanntlich die Anzahl der Schwingungsformen, in denen sich die Energie bei einer gegebenen
Betriebsfrequenz fortpflanzen kann. Ganz allgemein ist es erwünscht, die Fortpflanzung der Energie auf
eine bestimmte Schwingungsform zu beschränken, die so gewählt wird, daß ihre Fortpflanzungseigenschaften
für den speziellen Anwendungszweck günstig sind. Wenn die gewünschte Schwingungsform die
sogenannte Grundschwingungsform ist, ist es zweckmäßig, die Ouerschnittsabmessungen des Wellenleiters
so weit zu verkleinern, daß nur die Grundform im Wellenleiter bestehenbleibt. Dieses Mittel ist
jedoch nicht anwendbar, wenn die gewünschte Schwingungsform nicht die Grundform ist oder wenn
ein Wellenleiter mit großem Querschnitt notwendig ist, um z. B. den Vorteil seiner verhältnismäßig
niedrigen Dämpfung auszunutzen.
Es kann in der Praxis erwünscht sein, kreisförmige elektrische Wellen der niedrigsten Ordnung, nämlich
TE01-Wellen, in einem langen Wellenleiter mit kreis-
förmigera Querschnitt zu übertragen, dessen Durchmesser
ein Vielfaches der Betriebswellenlänge beträgt.
Auf Grund sowohl der gewählten Schwingungsform als auch des großen Durchmessers sind in diesem Falle
die Energie Verluste, die die Wellen beim Fortschreiten durch den Wellenleiter erleiden, relativ gering. In
dem Wellenleiter können jedoch zahlreiche andere Schwingungsformen einschließlich der kreisförmigen
ίο elektrischen Schwingungsformen höherer Ordnung, wie TE02 und TE03, bestehen, und zwar in einem
solchen Ausmaß, daß die Wellenenergie tatsächlich zum großen Teil in diesen anderen Schwingungsformen
übertragen wird, so daß die Energieverluste wesentlich vergrößert werden und andere schädliche Effekte auftreten.
Die unerwünschten Schwingungsf ormen können durch Unsymmetrie bei der Erregung der Betriebsschwingungsform
im Wellenleiter entstehen. Ferner können Unregelmäßigkeiten im Aufbau einen Übergang
der Energie von der Grund- oder Betriebsschwingungsform in die Nebenschwingungsformen zur
Folge haben. Krümmungen, Winkel oder konische Teile neigen z. B. dazu, eine Umwandlung in unerwünschte
Schwingungsformen zu bewirken. Wenn der Leiterquerschnitt groß genug ist, pflanzen diese
sich fort und bewirken erhöhte Verluste.
Es ist bereits vorgeschlagen worden, zur Unterdrückung derartiger störender Schwingungsformen,
die in einem Hohlleiter durch Krümmungen oder sonstige Unregelmäßigkeiten des Aufbaus entstehen
können, mit Hilfe eines in den Wellenleiter eingebrachten dielektrischen Körpers Schwingungsformen
zu erzeugen, welche gleicher Art und weitgehend gleicher Amplitude sind wie die störenden Schwingungsformen,
aber entgegengesetzte Phase besitzen.
Die Erfindung lehnt sich an diesen bekannten Vorschlag an, und ihre Besonderheit besteht darin,
daß der dielektrische Körper vorwiegend Querschnittsbereiche des Leiters ausfüllt, in denen die
elektrischen Feldvektoren der zu erzeugenden Kompensationsschwingung gleiche Richtung aufweisen,
eine zur Erzeugung der notwendigen Amplitude der Kompensationsschwingung hinreichende Länge aufweist
und eine mit Bezug auf die Störstelle passende Lage einnimmt, um die richtige Phasenlage zu gewährleisten.
Dabei kann der dielektrische Körper gegebenenfalls in mehrere Längenabschnitte unterteilt sein.
Mit dieser Besonderheit der Erfindung ist der Vorteil verbunden, daß eine besonders intensive
Umwandlung der Welle in eine der Kompensation der Störschwingung dienende Welle anderer Schwingungsform ermöglicht wird. Man kann daher bei der Lösung
der Aufgabe, zwischen den Anforderungen nach einer hinreichenden Amplitude der Kompensationsschwingung
und der mögliehst geringen Länge des dielektrischen Körpers sowie zwischen dieser Länge und
der Größe der Dielektrizitätskonstante jeweils eine den Anforderungen angepaßte Kompromißlösung zu
finden, der genannten bekannten Maßnahme gegenüber bei Anwendung der Erfindung zu einem günstigeren
Resultat gelangen.
Die erwähnte etwaige Unterteilung des dielektrischen Körpers in mehrere Längenabschnitte kann dazu
ausgenutzt werden, entweder um eine größere Umwandlung zu erhalten, als sie mit einem einzigen
Wandler möglich ist, oder um die Ausrichtung der vektoriell zusammengesetzten Amplitude der sekundären
Schwingungsform zu erleichtern. Nach einem. damit zusammenhängenden Merkmal können komplementäre
dielektrische Wandler hintereinander verwendet werden, und zwar mit oder ohne Zwischenraum.
Es empfiehlt sich, die Wandler aus einem Material mit einer Dielektrizitätskonstanten herzustellen, die
den Wert Eins um nicht mehr als 10% überschreitet. - Darüber hinaus empfiehlt die Erfindung in Verbindung
mit Hohlleitern, bei welchen die Störstelle zwischen zwei störfreien Abschnitten liegt, in jedem
störfreien Abschnitt einen dielektrischen Körper anzuordnen.
Die Erfindung wird an Hand der Zeichnung im folgenden näher erläutert.
Fig. ι zeigt einige Schaubilder, die die Feldverteilungen
bestimmter Schwingungsformen darstellen;
Fig. 2 bis 5 zeigen einfache erfindungsgemäße Schwingungsformwandler;
Fig. 6 zeigt einen komplizierteren Schwingungsformwandler, der mit einem konischen Teil eines Wellenleiters
verbunden ist;
Fig. 7 bis 9 stellen weitere Ausführungsbeispiele der Erfindung dar.
In Fig. ι A ist schematisch die Form des elektrischen
Feldes dargestellt, das für die Schwingungsform TE111
in einem kreisförmigen Wellenleiter kennzeichnend ist, während in Fig. 1 B und 1 C die Felder der
Schwingungsformen TE02 und TE03 dargestellt sind.
In jedem Falle liegt das elektrische Feld symmetrisch zur Achse. Seine Stärke ändert sich in bekannter
Weise von der Mitte bis zum Umfang des Leiters. Bei der Schwingungsform TE01 ist die Phase von der
Achse bis zum Umfang die gleiche, wie durch Pfeile angedeutet ist. Bei der Schwingungsform TE02 ist die
Phase von der Achse bis zu einer zylindrischen Knotenfläche mit dem Radius ρ = 0,546 a gleich,
wobei α der Radius des Wellenleiters ist. Die Phase ist in der röhrenförmigen Zone, die sich von diesem
Knoten bis zum Umfang erstreckt, entgegengesetzt. Bei der Schwingungsform TE0S gibt es drei solche
in sich gleichphasige Zonen, nämlich eine Mittelzone, die sich von der Achse bis zu einer Knotenfläche mit
dem Radius Q1 == 0,377 a erstreckt, eine äußere in
sich gleichphasige Zone mit der gleichen Phase wie die erste Zone, die sich von einer Knotenfläche mit
dem Radius ρ2 = o,6go α bis zum Umfang erstreckt,
und eine dritte in sich gleichphasige Zone, die die entgegengesetzte Phase aufweist wie die anderen
Zonen, und die zwischen diesen liegt.
Wenn bei einem Wellenleiter, der die Schwingungsform TE01 gemäß Fig. 1 A führt, in eine der beiden
in sich gleichphasigen Zonen gemäß Fig. 1 B ein dielektrisches Material eingebracht wird, so zeigt sich,
daß etwas von der Energie der Betriebsschwingungf.-form
TE01 in die Schwingungsform 7"E02 umgewandelt
wird und weiter, daß die Neigung, nicht kreisförmige Schwingungsformen zu erzeugen, infolge symmetrischer
Anordnung des dielektrischen Materials zur Achse gering ist, d. h. durch Anordnung in Form eines
(massiven oder hohlen) Zylinders, der koaxial zum Wellenleiter liegt. Die maximale Erzeugung der
Schwingungsform TE02 tritt auf, wenn, wie in Fig. 2
dargestellt, das Dielektrikum gerade die innere in sich gleichphasige Zone ausfüllt, d. h. den Raum zwischen
der Achse des Leiters und der ersten Knotenfläche des elektrischen Feldes, oder wenn es, wie in Fig. 3
dargestellt, die äußere in sich gleichphasige Zone ausfüllt, d. h. den Raum zwischen der Knotenfläche
und dem Metallmantel des Leiters. Die beiden dielektrischen Teile 11 und 12 in Fig. 2 und 3 sind,
wenn man annimmt, daß sie die gleiche Länge I und die gleiche Dielektrizitätskonstante besitzen, komplementär
zueinander, wie die T£02-Wellen, die sie
erzeugen, gleiche Amplitude und entgegengesetzte Phase besitzen. Dies kann man leicht einsehen, wenn
man beachtet, daß die beiden Zylinder zusammeneinen massiven Zylinder bilden und daß ein solcher
Zylinder unter dem Einfluß einer reinen TiO1-WeIIe
keine Schwingungsformumwandlung bewirkt.
In entsprechender Weise ist die wirkungsvollste Anordnung des dielektrischen Materials zur Erzeugung
der Schwingungsform TE03 ein hohler Zylinder oder
eine Röhre 13, die gerade die in sich gleichphasige Zwischenzone ausfüllt (Fig. 4), oder zwei Zylinder 14
und 15, von denen einer gerade die innere in sich gleichphasige Zone und der andere die äußere Zone
gleicher Phase ausfüllt (Fig. 5). Die dielektrischen Gebilde nach Fig. 4 und 5 sind in bezug auf die Erzeugung
der Schwingungsform TE03 komplementär zueinander.
Die gleichen Grundsätze sind allgemein bei anderen Wellenleiterformen und Schwingungsformen anwendbar,
abgesehen von den ungewöhnlichen Fällen, in denen der elektrische Feldvektor der zu erzeugenden
Schwingungsform in jedem Punkt senkrecht zu dem elektrischen Feldvektor der Betriebsschwingungsform
steht. Die in sich gleichphasigen Zonen können leicht durch Übereinanderlegen der Schaubilder des elektrischen
Feldes der Betriebsschwingungsform und der abgeleiteten Schwingungsform bestimmt werden und
durch Markierung der Grenzen zwischen den Gebieten, in denen der elektrische Vektor der ursprünglichen
Schwingungsform (oder allgemeiner seine Projektion) in Richtung und Phase mit dem elektrischen Vektor
der anderen Schwingungsform übereinstimmt, und den Gebieten, in denen die relativen Phasen entgegengesetzt
sind. Das Schaubild D in Fig. 1 zeigt z. B. die Grundschwingungsform TE10 in einem Wellenleiter
mit rechteckigem Querschnitt, während unter E die Schwingungsform TE20 in demselben Leiter dargestellt
ist. Die beiden gegenphasigen, aber in sich gleichphasigen Zonen sowie die Anordnung des
dielektrischen Materials in einer der beiden Zonen zur maximalen Umwandlung der Wellenenergie von der
ersten Schwingungsform zur zweiten sind in Fig. 1 E erkennbar. Zur maximalen Erzeugung der Schwingungsform
TE3n kann das dielektrische Material die
mittlere von drei in sich gleichphasigen Zonen gleicher Breite ausfüllen (F in Fig. 1), oder es kann die beiden
angrenzenden Zonen ausfüllen, die je ein in sich gleichphasiges Gebiet-mit der mittleren Zone gegenüber
entgegengesetzten Phase bilden.
Die bei den dielektrischen Schwingungsform wandlern in Fig. 2 bis 5 angegebenen Abmessungen sind diejenigen,
die bei einem bestimmten dielektrischen Material eine maximale Erzeugung einer gewünschten
sekundären Schwingungsform bei einer gegebenen Gesamtlänge des Wandlers ergeben. Es ist ferner
festgestellt worden, daß der jeweils komplementäre Wandler gleich wirksam ist. Bei verschiedenen
praktischen Anwendungen der Erfindung können aber auch andere Faktoren als die maximale Erzeugung von
Sekundärschwingungsformeb wichtig oder sogar beherrschend sein. Diese können zur Wahl des einer,
oder des anderen Wandlers zwingen oder zur Abänderung der gegebenen Abmessungen Anlaß geben.
Solche Faktoren sind die leichte Herstellbarkeit oder die Art der mechanischen Befestigung der dielektrischen
Teile. Der röhrenförmige dielektrische Teil in Fig. 3 ist z. B. innerhalb des Leiters selbsttragend,
während dies für den hierzu komplementären Teil in Fig. 2 nicht zutrifft. Der letztere kann durch einen
angrenzenden dielektrischen Zylinder gehalten werden, wie z. B. Teil 11 in Fig. 6. Wenn der Wandler
in einem Wellenleiter, der mit einem massiven dielektrischen Material ausgefüllt ist, angeordnet ist, kann
der Teil durch eine Röhre aus dem gleichen Material go gehalten werden. In manchen Fällen kann ein anderer
Faktor, nämlich das Gesamtvolumen des erforderlichen dielektrischen Materials, die Wahl einer' bestimmten
Anordnung anderen gegenüber günstiger erscheinen lassen.
Ein weiterer Faktor, der beim Entwurf eines dielektrischen Schwingungsformwandlers unter gewissen
Umständen wichtig sein kann, besteht in der Neigung des Wandlers, andere Schwingungsformen zu erzeugen
als die verlangten sekundären Schwingungsformen. Die Wandler nach- Fig. 2 und 3 erzeugen z. B. die
Schwingungsform TE03 in geringem Maße, weil das
Dielektrikum eine der in sich gleichphasigen Zonen dieser Schwingungsform mit derselben Phase ausfüllt
(Fig. ι C) und dies zur Erzeugung der Schwingungsform TE03 führt. Jedoch reicht das Dielektrikum
nicht weit genug in die Zone mit der entgegengesetzten Phase hinein, um eine Auslöschung zu bewirken. Eine
so erzeugte sekundäre Schwingungsform wird aber unterdrückt, wenn der Wellenleiter genügend klein ist.
Die Erzeugung einer bestimmten sekundären Schwingungsform kann in jedem Falle vermieden werden,
indem das dielektrische Material des Schwingungsformwandlers so angeordnet wird, daß ein dielektrisches
Material in einer in sich gleichphasigen Zone dieser Schwingungsform durch dielektrisches Material
in einer anderen gleichphasigen Zone mit entgegengesetzter Phase kompensiert wird. Wenn man dieses
Prinzip z. B. auf die Wandler in Fig. 2 und 3 anwendet, so wird man finden, daß die Schwingungsform ΤΕ0Ά
nicht erzeugt wird, wenn der angegebene Radius von 0,546 α auf 0,529 α geändert wird. Das ergibt sich
aus folgendem:
Zur Klarstellung des Wertes 0,529 α möge folgende
vereinfachte Berechnung dienen: Bei Erregung durch die TE0 j-Schwingungsform ist der Beitrag eines will-
kürlichen Elementes aus dielektrischem Material zu der TZi03-ScIiwingungsform proportional dem
Wert
Darin bedeutet E1 das erregende Feld der TE01
Schwingungsform, E3 das Feld der TZy3-Schwingungs
form und dv ein Volumelement. Hierbei sind
dv~~ 2nrdr (bei Annahme einer Einheitslänge),
wobei J1 eine Besselfunktion erster Ordnung ist und
X01 = K01 a, X03 = K03 a, worin K01 und Zi03 die
erste und dritte positive Wurzel der Besselfunktion J1 (χ) = 0 bezeichnen, α dem Radius des Wellenleiters
und r dem radialen Abstand von der Achse des Wellenleiters bis zu dem Punkt, in dem die Felder E1
und ZT2 betrachtet werden, entsprechen.
Für einen festen Zylinder mit dem Radius r ist die Amplitude der TZiog-Schwingungsform bei Erregung
durch die TZi^-Schwingungsform proportional dem Wert
Dieses Integral ist Null für r — 0 und für r = a,
was einem leeren Wellenleiter und einem völlig mit Dielektrikum gefüllten Wellenleiter entspricht. Das
Integral ist außerdem Null für einen Mittelwert, welcher zu 0,529 α festgestellt wurde. Wenn demgemäß
das dielektrische Element diesen Radius aufweist, wird nichts von der TE0 !-Schwingungsform in
die TE0 g-Schwingungsform umgewandelt.
Ein weiterer Faktor ist das Verhältnis der Dielektrizitätskonstanten
der verschiedenen dielektrischen Stoffe, d. h. der beiden dielektrischen Stoffe im
Wandler und des dielektrischen Stoffs in den angrenzenden Teilen des Wellenleiters. Je mehr sich die
mittlere oder effektive Dielektrizitätskonstante im Wandler derjenigen in den angrenzenden Teilen
nähert, um so vollständiger ist der Wandler reflexionsfrei. Je ähnlicher die Dielektrizitätskonstanten der
Stoffe im Wandler sind, um so geringer sind die inneren Reflexionen und die Reflexionsverluste in
zusammengesetzten Wandlern, wie einer in Fig. 6 dargestellt ist. Um so größer ist auch die erforderliche
Länge des Wandlers. In einigen Fällen ist dies an sich vorteilhaft. Selbstverständlich kann der angrenzende
Leiter als Spezialfall einen massiven dielektrischen Stoff enthalten, während der Wandler
ein erstes Dielektrikum mit der gleichen oder mit kleinerer Dielektrizitätskonstante und ein zweites
Dielektrikum (z. B. ein Gas) mit noch kleinerer Dielektrizitätskonstante aufweist.
Obwohl man einen erfindungsgemäßen Schwingungsformwandler mit Hilfe der mathematischen Formeln
entwerfen kann, die nachfolgend zur Erfüllung besonderer Forderungen in der Praxis angegeben werden,
ist die Erfindung insbesondere für ein empirisches Verfahren zur BemesFung und Herstellung gut
geeignet. Diese Näherung wird zuerst behandelt und auf ein besonderes Beispiel der Praxis angewendet,
bevor die allgemeinere und sorgfältigere mathematische Näherung betrachtet wird.
Als besonderes Beispiel sei angenommen, daß von einem Wandler nach Fig. 3 verlangt wird, daß er
TZi02-Wellen von bestimmter Amplitude und Phase
in einem Wellenleiter erzeugen soll, der reine TE01-Wellen
führt. Da die Amplitude der erzeugten TZi0 „-Wellen
von der Länge des dielektrischen Teils abhängt, kann der letztere in Form von Scheiben hergestellt
werden, die nacheinander im Wellenleiter eingebaut werden, bis die erzeugte TZi0 2-Welle auf die gewünschte
Amplitude angewachsen ist. Dann wird die dielektrische Anordnung in Längsrichtung in eine solche
Lage verschoben, daß die erzeugten Wellen an dem bestimmten Punkt die gewünschte Phase aufweisen.
Bei der Durchführung des obigen Verfahrens kann ein Punkt erreicht werden, bei dem zusätzliche
Scheiben immer weniger zur Vergrößerung der Amplitude der erzeugten Wellen beitragen. Tatsächlich
kann ein Punkt erreicht werden, bei dem zusätzliche Scheiben die Amplitude verringern. Wenn in solchen
Fällen eine größere Amplitude verlangt wird, können weitere Scheiben in gleicher Weise so angeordnet
werden, daß sie eine andere dielektrische Röhre an einer Stelle auf dem Wellenleiter bilden, an der sie,
wie Versuche zeigen, die Amplitude weiter vergrößern. Andererseits kann auf den ersten Wandler unmittelbar
ein Wandler mit der komplementären Form nach Fig. 2 folgen. Zusätzlich kann z. B. ein Schwingungsformwandler
nach Fig. 4 und/oder 5 vorgesehen werden, wenn gleichzeitig die Schwingungsform TE03
erregt werden soll.
Wenn zwei oder mehrere dielektrische Wandlerglieder,
die zur Erregung der gleichen sekundären Schwingungsform geeignet sind, aus irgendeinem
Grunde hintereinander angeordnet sind, kann die Amplitude der resultierenden Welle dadurch genau
eingestellt werden, daß der Abstand zwischen den Wandlergliedern eingestellt wird, da dieser Abstand
die relative Phase bestimmt, mit der die Beiträge der beiden Glieder sich zu der gewünschten sekundärer
Welle vereinigen. Die Anordnung der dielektrischen Glieder kann dann als Einheit verschoben werden,
um die Phase der resultierenden Welle in gewünschter Weise einzustellen. Die Beiträge von Wandlergliedern
mit gleicher Form sind unmittelbar additiv, wenn im Zwischenraum zwischen den Gliedern die Anzahl der
Wellenlängen der Betriebsschwingungsform sich um eine ganze Zahl (z. B. 1, 2, 3 ...) von der Anzahl
der Wellenlängen der erzeugten sekundären Schwingungsform unterscheidet
Jede der erregten sekundären Schwingungsformen neigt nur wenig dazu, im Zusammenwirken mit den
dielektrischen Wandlern weitere Schwingungsformen zu erzeugen, denn die sekundären Schwingungsformen
besitzen gewöhnlich eine viel kleinere Amplitude als die Betriebsschwingungsform.
Fig. 6 zeigt einen zusammengesetzten Schwingungsformwandler, der an dem breiteren Ende eines konischen
Wellenleiterzwischenstücks bzw. eines Verjüngungsstücks 16 für ein TE01-System angebracht
ist und der dafür bestimmt ist, die durch das Zwischen-
stück erzeugten Schwingungsformen TE02 und TE03
im wesentlichen zu neutralisieren. Der dielektrische Aufbau kann zur Erleichterung der Herstellung, wie
dargestellt, in zwei Teile aufgeteilt werden. Der linke dielektrische Teil kann aus einem zylindrischen
Stopfen i8 und einem TE0^TE03-Wandler 15 bestehen,
welcher dem in Fig. 5 dargestellten entspricht, wobei der Stopfen dazu dient, den Abstand von dem
konischen Zwischenstück zum Wandler genau festzulegen. Danach folgen ein weiterer Abstandsstopfen 19, ein TE01-TE02-Wandler 12, welcher dem
in Fig. 3 dargestellten entspricht, und ein Teil, der aus einem weiteren Abstandsstück 20 und einem
zweiten TE01-TE02-Wandler 11 besteht, der komplementär
zu dem ersten ist.
Bei einem praktischen Beispiel war das konische Zwischenstück 16 30,4 cm lang und mit zwei luftgefüllten
Metallwellenleitern mit den Innendurchmessern 5,08 und 12,02 cm verbunden. In dem
Wellenleiter 17 mit kleinerem Durchmesser wurden reine TE0 !-Wellen mit einer Wellenlänge im freien
Raum von 3,3 cm fortgeleitet. Der dielektrische Aufbau war aus Schaum eines Kunststoffes, der
unter dem Handelsnamen Polystyren bekannt ist, mit einer relativen Dielektrizitätskonstante von 1,0235
und einem niedrigen Leistungsfaktor hergestellt. Die Länge der Abstandsstücke betrug in der Reihenfolge
nach Fig. 6 von links nach rechts 2,92, '4,19 und
5,64 cm. In gleicher Reihenfolge betrug die Länge der Wandlerteile 1,10, 5,07 und 5,07 cm. Die Radien
waren gemäß Fig. 2, 3 und 5 für eine maximale Erzeugung der beiden sekundären Schwingungsformen
bemessen (Fig. 6 zeigt den Aufbau im wesentlichen in richtigem relativem Maßstab, nur das Zwischenstück
16 ist verkürzt).
Es sei bemerkt, daß die Arbeitsweise des dielektrischen Schwingungsformwandlers nicht von einer
Energieabsorption abhängt. Der Wandler hat vielmehr die Tendenz, die in Form von Nebenschwingungsformen
aufgenommene Energie in die ursprüngliche Schwingungsform zu übersetzen. Obgleich die Funktion
des dielektrischen Wandlers in Fig. 6 insoweit analog derjenigen einer optischen Linse ist, als sie die
Tendenz hat, die einfallende gebogene Wellenfront in eine ebene Form umzuwandeln, so sind doch die
Grundlagen der Arbeitsweise deutlich verschieden, da die räumlichen Abmessungen im Gegensatz zu den
Voraussetzungen der geometrischen Optik mit der Wellenlänge vergleichbar sind.
Der Entwurf von dielektrischen Schwingungsformwandlern gemäß der Erfindung kann theoretisch wie
folgt behandelt werden: Jedes stationäre,harmonisch sich ändernde elektromagnetische Feld in einem
vollkommen leitenden Wellenleiter, der mit einem homogenen Dielektrikum gefüllt ist und der keine
Ladungs- und Stromverteilungen in seinem Innern aufweist, kann als Überlagerung einer oder mehrerer
Übertragungsschwingungsformen betrachtet werden, die für die jeweilige Querschnittsform des Wellenleiters
charakteristisch sind (runde, rechteckige oder eine andere Form). Wenn nun in den Wellenleiter
ein Hindernis mit einer abweichenden Dielektrizitätskonstanten eingebracht wird, werden die
Amplituden dieser Schwingungsformen und im allgemeinen auch die Anzahl der vorhandenen Schwingungsformen
erhöht, damit das gesamte Feld den richtigen Grenzbedingungen der Oberfläche des Hindernisses
genügen kann. Eine genaue Berechnung der Amplituden und Phasen aller durch das Hindernis
hervorgerufenen Schwingungsformen wäre ein außerordentlich schwieriges Unterfangen, abgesehen von
den einfachsten Sonderfällen. Jedoch ergibt sich, daß man den Einfluß des Hindernisses auf die Wellenleiterfelder
in erster Annäherung durch ein Störungsverfahren berechnen kann, wenn die relative Dielektrizitätskonstante
des Hindernisses nur wenig von Eins abweicht, wie es bei dem Gegenstand der Erfindung
vorzugsweise der Fall ist. Dieses Verfahren soll nun beschrieben werden.
In Büchern über die elektromagnetische Theorie (s. S. A. Schelkunoff, Electromagnetic Waves,
D. van Nostrand Co., Inc., New York, 1943, S. 90 bis 94) ist gezeigt, daß, wenn eine homogene dielektrische
»Insel« in ein harmonisch sich änderndes Feld in einem anderen dielektrischen Stoff eingebracht wird,
die Wirkung der Insel auf das Feld dadurch berechnet werden kann, daß sie durch angenommene Polarisationsströme
und Ladungen ersetzt wird.
Wenn die relative Dielektrizitätskonstante er der
Insel nur wenig von Eins abweicht, d. h. wenn
l-i)
ist, wobei ε die Dielektrizitätskonstante des Hindernisses und ε0 diejenige des umgebenden Materials ist,
dann kann man eine erste Näherung für die Wirkung des Dielektrikums auf das Feld durch Annahme der
Polarisationsströme J und der Ladungen qs erhalten,
die gegeben sind durch
—*■ —*■
J = ίωεο(ετ—ι)Εο, (2)
X)En
(3)
wobei E0 das elektrische Feld ist, das an dem in
Frage stehenden Punkt aufgetreten wäre, wenn das Hindernis nicht vorhanden wäre. E0n ist die Normalkomponente
von E0 auf der Oberfläche des Hindernisses und ω die Kreisfrequenz. Da die Ausdrücke
für die Strahlungsfelder der Strom- und Ladungselemente entweder in einem Wellenleiter oder in
einem freien Raum bekannt sind (s. z. B. W. R. Smythe, Static and Dynamic Electricity, 2. Ausgabe,
McGraw-Hill, New York, 1950, S. 521 bis 523, 551, 552), hat man nur diese Ausdrücke in richtiger
Weise über das ganze durch das Dielektrikum eingenommene Volumen zu integrieren, um die erste
Näherung für die Änderung des ursprünglichen Feldes infolge des Vorhandenseins des Dielektrikums zu
erhalten. Diese erste Näherung kann ihrerseits dazu verwendet werden, um eine zweite Näherung zu
berechnen usw.
Als Beispiel seien insbesondere die kreisförmigen elektrischen Schwingungsformen (TEom) betrachtet,
die charakteristisch für einen runden Wellenleiter sind. Es gibt eine unendliche Anzahl dieser Schwingungsformen,
von denen jedoch meistens nur eine
begrenzte Anzahl sich frei in einer Röhre von gegebenem Durchmesser bei einer bestimmten Betriebsfrequenz fortpflanzt. Wenn man ein zylindrisches
Koordinatensystem (ρ, φ, ζ) wählt, wobei ρ = a die
innere Oberfläche des Wellenleiters darstellt und ζ längs der Wellenleiterachse gemessen wird, hat der
elektrische Vektor dieser Schwingungsformen nur eine ^-Komponente, welche unabhängig vom Winkel φ ist.
Das elektrische Feld der Schwingungsform TE0 m ist
bis auf einen willkürlichen Amplitudenfaktor gegeben durch (S. A. Schelkunoff, Electromagnetic Waves,
s. 380/381,389/390)
wobei
i,2... (4)
·* oni ~ Ät» P I
> P ~ ~~χ~· (5)
so Hierbei ist λ die Wellenlänge einer freien Welle in
einem unbegrenzten Stoff mit der Dielektrizitätskonstanten eobei der Betriebsfrequenz undXoma = kom
die m-te positive Wurzel der Besselfunktion J1 (x) = 0.
Für die Schwingungsformen, die oberhalb der Grenze bei Betriebsfrequenz liegen (d. h. die sich frei ausbreiten),
kann man schreiben
ihom = * (P-
wobei λ0 m die Wellenlänge der TE0nJ-WeIIe im Wellenleiter
ist. Die Feldform der kreisförmigen elektrischen Schwingungsformen in jeder zur Achse des Leiters
senkrecht stehenden Ebene jst ganz einfach; die elektrischen Kraftlinien sind konzentrische Kreise.
Das Feld verschwindet auf der Achse des Leiters und an der vollkommen leitenden Außenwand. Außerdem
gibt es bei der Schwingungsform TEOm Nullstellen
des elektrischen Feldes zwischen der Achse und der Leiterwand.
Wenn in einem runden Wellenleiter der elektrische Feldvektor nur eine 99-Komponente besitzt, kann das
Feld stets als eine Überlagerung einer oder mehrerer Schwingungsformen ITE0 TO mit geeigneten Amplituden
und Phasen aufgefaßt werden. Wenn der Wellenleiter sich in der positiven z-Richtung unendlich ausdehnt
und wenn keine Erregung, Reflexion oder Absorption von Schwingungsformen rechts von einer Bezugsebene
ζ — z0 vorhanden ist, dann kann man für
z>z0 schreiben
om
»8=1
(7)
wobei die Werte Am komplexe Konstanten sind (die
sämtlich mit Ausnahme einer endlichen Anzahl Null
Fig. 2:
B2 = — t 0,2824
2 π α λη
sm sind). Die Werte Am seien als Amplituden der
Γ£ο ,„-Komponente des Feldes bezeichnet, dessen
elektrischer Vektor durch (7) gegeben ist. Wie die Einheit der Amplitude einer gegebenen Schwingungsform
definiert wird, ist selbstverständlich willkürlich. Die hier angenommene Definition ist für den vorliegenden
Zweck am einfachsten.
Es sei ein Wellenleiter angenommen, in dem sich anfangs eine reine TA01-WeIIe in positiver 2-Richtung
fortpflanzt, wobei das elektrische Feld dieser Welle gegeben ist durch
= AJ1(X01Q)C
(8)
Wenn ein rotationssymmetrisches dielektrisches Hindernis koaxial in den Wellenleiter eingebracht
wird, dann erzeugt dieses die Schwingungsformen TE0 2, TE0 3 ... mit Werten, die von den Abmessungen
und der Form des Hindernisses abhängen, und ändert außerdem die Größe der Schwingungsform TE01,
wenn das Dielektrikum keinen massiven Zylinder bildet, der einen Teil des Wellenleiters zwischen
zwei Querebenen vollständig ausfüllt. Das gesamte elektrische Feld im Wellenleiter kann dann geschrieben
werden:
E9 = E1
Of/1 '
(9)
wobei (sr —1) E1 φ das durch das Vorhandensein des
Hindernisses mit der relativen Dielektrizitätskonstanten er induzierte Feld ist. Der Faktor (er — 1)
wird explizit eingesetzt, da bei nur geringer Abweichung des Wertes er von Eins die Größe Εχφ als
Funktion der Geometrie des Hindernisses, des Wellenleiterradius und der Betriebswellenlänge unabhängig
von Br in erster Näherung berechnet werden kann.
Rechts vom Hindernis erhält man offenbar
(eT-1) Bm J1 (X01nρ) e
(10)
wobei (er — 1) B7n die relative Amplitude der infolge
der Einwirkung des Dielektrikums auf das ursprüngliche TJE01-FeId erzeugten Schwingungsform TE0mist.
Wenn (er — 1) <g 1 ist, können die Werte Bm, wie
oben beschrieben, durch Ersetzen des Dielektrikums durch elementare Polarisationsstromringe mit durch no
(2) und (8) gegebenen Stromdichten berechnet werden. Da das elektrische Feld tangential zur Oberfläche
des Hindernisses liegt, werden keine Oberflächenpolarisationsladungen vorhanden sein.
Die Rechnung zeigt, daß die durch die dielekirischen Anordnungen gemäß Fig. 2 und 5 erzeugten
TE02- und TE0 3-Wellen folgende Amplituden besitzen,
wenn die Anordnungen in der oben beschriebenen Art so bemessen sind, daß maximale Erzeugung auftritt:
(A01-
_ , . ο 2πα/
B3= + ζ 0,0289 ϊγ
(Ä„i— (X2)
Fig· 3:
sm — (A01 — ι
B2 = -\-ι 0,2824 · β
— (Αοι — *οβ) *
(13)
= —* 0,0289
2παλη
— (Κι — Ks)
(14)
Fig. 4:
-B3=
ο,3275
2παλοζ
sülTÄ1~
Fig-5··
B3 = —ί 0,3375
λ* | < I 2 |
■(*οι- |
2παλ03 | sin ■ | -A03) a |
ν- |
I
2 |
-K3)I |
-k03) a | ||
(15)
Hierbei haben .B2 un(i -^3 dieselbe Bedeutung wie in
Gleichung (10), und wie vorher ist
h -
Κά — -ι
Λ01
2π
■Λ02
2:τΐ
(17) (ΐ6)
Die Betrachtung der Gleichungen (11) bis (16) zeigt,
daß infolge der Sinusfunktion 'die Werte Bm
nicht unbegrenzt größer werden, wenn I größer wird.
Ferner sei vorausgesetzt, daß das elektrische Feld in einem Wellenleiter (etwa für ζ
> Z0, wobei Z0 irgendeine Bezugsebene ist) gegeben ist
durch
Γ71
01 +
wobei
ι,
= 2,3,4-
Das durch-Gleichung (18) dargestellte Feld besteht
vorherrschend aus der. Schwingungsform TE01. Kleine
Anteile yon TE02,TE03 usw. sind außerdem vorhanden.
Es sei angenommen, daß die Schwingungsformen oberhalb Γ£03 jenseits der Grenzfrequenz liegen, obgleich
im Prinzip mit jeder endlichen Zahl von fortgeleiteten Schwingungsformen gerechnet werden kann.
Ferner wird davon ausgegangen, daß die komplexen relativen Amplituden C2 und C3 entweder durch
Rechnung oder durch Messungen bekannt sind. Dann können mit Hilfe der Gleichungen (11) bis (16) geeignete
Abmessungen und Abstände für die Anordnung von hohlen dielektrischen Zylindern bestimmt werden,
durch deren Wechselwirkung mit der TE0 !-Komponente
des ursprünglichen Feldes (18) Felder höherer Schwingungsformen erzeugt werden, deren Amplitude
und Phase gerade ausreicht, um die in (18) verkommenden
Schwingungsformen TE02 und !TE03 auszulöschen.
Beim Vergleich von (9) und (10) mit (18) ergibt sich, daß die zu erfüllenden Bedingungen lauten:
— ι) Σ Bi = -
(2O)
(ε,— τ) ^ B3=-C3, (2ΐ)
wobei die Summenzeichen lediglich angeben, daß die Beiträge aller elementaren Zylinder, aus denen die
Linse besteht, zu summieren sind. Wenn (20) und (21) gleichzeitig erfüllt sind, dann existieren an jedem
Punkt hinter der Linse nur die Schwingungsform TE01
und Schwingungsformen, die bei der gegebenen Frequenz jenseits der Grenzfrequenz liegen. Die letzt-
genannten Felder stellen örtlich begrenzte Felder dar,
die innerhalb weniger Wellenlängen nach dem Hindernis verschwinden, so daß eine reine TIt01-WeIIe übrigbleibt.
Bei der Anwendung der Erfindung zur Kompensation eines konischen Zwischenstücks nach Fig. 6
■ = -4 [/ι
(X01Q) e-r*oi
wobei die komplexen Koeffizienten Cm nur Funktionen
des dimensionslosen Parameters
a =
πα1·
A01L
(23)
sind und L der senkrechte Abstand der Spitze des Konus von der Mündung des großen zylindrischen
Wellenleiters mit dem Radius α ist. Die Größe a hängt von der Geometrie des konischen Stücks und
der Betriebswellenlänge ab. Man kann explizite Formeln für die Werte Cm in Form von bestimmten
Integralen ableiten, die für jeden gewünschten Wert von in und α numerisch berechnet werden können.
Die Werte von C2 (α) und C3 (α) sind für α-Werte
von 0,0 bis 1,2 in der folgenden Tabelle angegeben:
C2(a)
C3 (a)
o,o
0,2
o,4
0,6
0,8
1,0
1,2
0,6
0,8
1,0
1,2
0,0000 e
*1'571
0,0969V·562
0,0000
0,0127
0,0257
0,0127
0,0257
* 1.762
0,2021
0,0539
0,0696
0,0867
0,0696
0,0867
Da der Ausdruck (22) für die Felder in dem Wellenleiter, der auf den konischen Teil folgt, genau dieselbe
Form hat wie (18), wobei die Werte der Koeffizienten Cm
bekannt sind, kann man die obige Theorie verwenden, um einen Wandler zu entwerfen, der die unerwünschten
auftretenden höheren Schwingungsformen beseitigt.
Als numerisches Beispiel sei eine Anordnung zur
Kompensation eines konischen Teils mit einer Länge von 3O,4 cm betrachtet, die einen Wellenleiter mit
einem Innendurchmesser von 5,08 mit einem Wellenleiter mit einem Innendurchmesser von 12,02 cm
verbindet. Bei einer Betriebswellenlänge von 3,33 cm ist die einzige kreisförmige elektrische Schwingungsform, die sich in dem kleinen Wellenleiter fortpflanzt,
die Schwingungsform TE0 1; während der große Wellenleiter
die Schwingungsformen TE01, TE02 und TZs03
führen kann. Wenn
a = 6,01 cm,
λ = 3,33 cm,
λ = 3,33 cm,
L = 52,79 cm
betragen, wobei L der senkrechte Abstand der Spitze
kann man folgende angenäherte theoretische Formel für die relative Amplitude und Phase gewisser in
einem solchen Zwischenstück erzeugter Schwingungsformen zu Hilfe nehmen.
Das Feld im Wellenleiter am breiteren Ende des konischen Teils ist näherungsweise gegeben durch
00 T
-^Σ CnJ1(X0nQ) e-rlm\,
»s = 2 J
(22)
des konischen Teils von der Mündung des großen Wellenleiters ist, so sind Wellenlängen der fortschreitenden
kreisförmigen elektrischen Schwingungsformen
Λ>ι = 3.54 cm, A02 = 4,24 cm, X03 = 7,54 cm.
Die relative Dielektrizitätskonstante des Wandlermaterials ist mit
(26)
ετ =
angenommen. Dies ist der Wert, der bei einer bestimmten Ausbildung des Polystyrenschaums mit
einer Unsicherheit von etwa zwei bis drei Einheiten in der letzten Ziffer gemessen wurde.
Der erste Schritt beim Entwurf des Wandlers besteht darin, die Koeffizienten C2 und C3 für den ver- go
wendeten konischen Teil zu berechnen. Aus (23), (24) und (25) findet man
a = 0,6074.. (27)
außerdem durch Interpolation in der obigen Tabelle
C2 = 0,14.72 e
Cs = 0,0399
i 1,557
-i 1,858
(28)
(29)
(29)
Um die Felder der Schwingungsformen TE02 und TE03
im Gebiet hinter dem Wandler zu beseitigen, müssen (20) und (21) erfüllt sein. DieBedingungen werden durch
aufeinanderfolgende Näherungen erfüllt. Da gemäß (28J und (29) die Schwingungsform TE0 2 im Ursprungliehen
Feld gegenüber TE03 vorherrscht, wird zunächst
ein Zylinder berechnet, der die Schwingungsform TE0 2
beseitigt, d. h. der (20) ohne Rücksicht auf (21) erfüllt, sodann mit (21) ein zweiter Zylinder, der die gesamte
von dem konischen Teil und dem ersten Zylinder erzeugte TE03-Amplitude kompensiert. Da der durch
den zweiten Zylinder wiedereingeführte Betrag der Schwingungsform TE02 vernachlässigbar ist, ist der
Wandler dann vollständig.
Der Gleichung (20) genügt ein hohler Zylinder von der in Fig. 3 dargestellten Form, dessen innerer und
äußerer Radius 0,546 a = 3,28 cm bzw. a = 6,01 cm
beträgt und dessen Länge und Lage zu bestimmen ist. Wenn Bz aus (13), ετ aus (26) und C2 aus (28) eingesetzt
werden, findet man, daß (20) wird:
QC . 0,882 z -i -
10,1086 sin ■ e
Da der Absolutwert der Sinusfunktion Eins nicht übersteigen kann, ist es notwendig, die Schwingungs-
= —0,14.72 e
i 1,577
(30)
form T-Zi02 mit zwei Zylindern zu korrigieren, wobei
der zweite das Komplement des ersten ist und an
solcher Stelle im Wellenleiter angeordnet wird, daß jenseits des Wandlers die Beiträge beider Zylinder
sich phasenrichtig addieren. Wenn gefordert ist, daß der erste Zylinder die Hälfte des gesamten r£02-Feldes
auslöschen soll, erhält man
. . 0,882?
— t sm · e
— t sm · e
1,764 le + γ\
= 0,678 β
1,557
Wenn die Moduln der komplexen Zahlen auf beiden Seiten von (31) gleichgesetzt werden, erhält man
. o,882Z
sm = 0,678,
sm = 0,678,
(32)
während sich aus der Gleichheit der Phasen ergibt A5L
2
2
1,764 c+-
= 1.557· (33)
c = 8,21 cm
c = 8,21 cm
Der komplementäre Zylinder, der die andere Hälfte des r£O2-Feldes auslöscht, hat die Form der Fig. 2,
mit einem Radius von 3,28 cm und einer Länge von 5,07 cm. Sein Abstand c' von der Mündung des Wellenleiters
ist gegeben durch
1,764 c' 1,764 c
π.
(34)
c' = 18,92 cm
Als nächstes ist die Gesamtamplitude der Schwingungsform TE03 zu berechnen, die durch den konischen
Teil und die beiden schon berechneten Zylinder entsteht. Wenn diese Amplitude C ist, ergibt sich aus
(29), (14) und (12)
Γ 6,665 Ic . 2,832 I -i —
in —^— e a
/7
L
+ ΊΓ 5,665
C3 = 0,0399 e~ 41>858 — * 0,0062 sin
■ Um das TE0 3-Feld zu beseitigen, führt man die zwei
in Fig. 5 dargestellten Zylinder ein. Der Radius des inneren Zylinders ist
0,377 a = 2>26 cm (36)
und die Radien des äußeren Zylinders sind
0,690 a = 4,14 cm und a — 6,01 cm . (37)
0,690 a = 4,14 cm und a — 6,01 cm . (37)
"-4)1
Ι J = -0,
(ε,-ι) S3 = -C3,
(38)
. . 2,8321" -i —t 0,0698 sm
· e
5,665 U" + -~-\ = +0,03460
i 1,440
(39)
Durch Gleichsetzen der Moduln findet man
. 2,8321"
. 2,8321"
sm
= 0,496,
(40)
1,10 cm
und durch Gleichsetzen der Phasen
3,
(41)
c" — 2,92 cm
Ein axialer Schnitt durch den vollständigen Wandler ist in Fig. 6 dargestellt.
Fig. 7 zeigt ein Ausführungsbeispiel der Erfindung, bei dem ein dielektrischer Schwingungsformwandler
in eine Mikrowelleneinrichtung eingebaut ist, die zur Erzeugung von Nebenschwingungsformen neigt. Die
gezeichnete Einrichtung ist ein 90°-Krümmer in einem runden Wellenleiter, an den Energie von der Schwingungsform
TE01 geliefert wird. Die Theorie der Fortpflanzung
von TE0 !-Wellen in gebogenen Krümmern
ist in der Literatur ausführlich behandelt worden (z. B. M. Jouguet, Cables et Transmission· 1, S. 133
bis 153 [1947]). Dort ist gezeigt, daß bei einem solchen
Krümmer die angelegten TE0 !-Wellen allmählich in
die Schwingungsform TM11 umgewandelt werden. Es ist ferner bekannt, daß diese beiden Schwingungsformen in einer geraden Leitung genau die gleiche
Phasengeschwindigkeit besitzen, ein Umstand, der zu
(35)
Die Länge I" und die Lage c" dieser Zylinder sind
gegeben durch
was gemäß (16) bei Einsetzen von numerischen Werten ergibt
einer engen Kopplung zwischen den beiden Schwin" gungsformen in einem gebogenen Leiter führt. In dem
Krümmer kann die Umwandlung in die Schwingungsform TM11 teilweise oder vollständig sein, je nach den
Abmessungen. In der Tat können mehrere vollständige Umwandlungen von einer Schwingungsform zur
anderen im Wechsel auftreten.
In der Anordnung nach Fig. 7 ist der dielektrische Teil 22 gleichmäßig auf der gebogenen Länge des
Krümmers 23 gemäß den oben geschilderten Grundsätzen angeordnet, um aus der Betriebsschwingungsform
dieselbe Schwingungsform zu erzeugen, die der Krümmer selbst hervorzubringen neigt, nämlich die
Schwingungsform TM11. Insbesondere ist der Teil 22
so bemessen, daß diese Schwingungsform mit derselben Amplitude und Orientierung erzeugt wird, wie
die durch den Krümmer erzeugte Schwingungsform. Die relativen Phasen sind aber entgegengesetzt, so daß
die im Krümmer erzeugte Nebenschwingungsform unmittelbar beim Entstehen ausgelöscht wird. Die
optimale Lage des Dielektrikums im Querschnitt kann ziemlich leicht berechnet werden, da der Literatur zu
entnehmen ist, welcher Betrag der Schwingungsform TM11 je Längeneinheit des gebogenen Leiters ausgelöscht
werden muß. Bei dem in Fig. 7 dargestellten besonderen Beispiel erscheint der dielektrische Teil
im Querschnitt als i8o°-Segment, dessen Sehne senkrecht zur Krümmerebene liegt (Fig. 7 A). Bei
einem relativ scharfen Krümmer kann es notwendig
sein, ein Material mit einer Dielektrizitätskonstanten zu verwenden, die wesentlich höher als die bisher
angenommenen Werte ist, wenn eine vollständige Auslöschung der ganzen Schwingungsform TM11 erfolgen
soll. In einem solchen Falle können die Enden des dielektrischen Teils verjüngt sein, um die Neigung zu
einer Fehlanpassung zu verringern.
Die Bemessung des dielektrischen Teils 22 in Fig. 7 kann empirisch bestimmt werden. Wenn man z. B.
feststellt, daß das in Fig. 7 gezeigte i8o°-Segment den
Krümmer überkompensiert, kann es herausgenommen und etwas Material von seiner flachen Oberfläche
abgeschabt werden, bis der Versuch zeigt, daß die austretende Welle frei von der Schwingungsform TM11
ist. Andererseits kann der dielektrische Teil in Form eines biegsamen Streifens ausgeführt sein, der in der
Breite so lange verkleinert wird, bis der gewünschte Zustand erreicht ist. Der Teil kann an seinem Platz
eingekittet sein. Es können Haltestifte an seinen Enden angebracht sein oder beliebige andere Befestigungsmittel
benutzt werden.
Die an Hand der Fig. 7 beschriebene Maßnahme kann auch bei anderen Betriebsschwingungsformen
und Querschnitten Anwendung finden, z. B. bei der Grundschwingungsform in einem übergroßen rechteckigen
Wellenleiter, bei dem der dielektrische Teil entsprechend den in sich gleichphasigen Zonen gemäß
dem oben geschilderten Prinzip der Erfindung angeordnet ist. Selbstverständlich kann der Schwingungsformwandler
auch vor und/oder hinter dem Krümmer angebracht sein. In diesem Falle erscheint die Nebenschwingungsform
zwar im Krümmer, nicht aber am Ausgang des Wellenleiters.
Eine andere praktische Anwendung des Schwingungsformwandlers ist in Fig. 8 dargestellt. Hier liefert eine Quelle 25 Leistung in der Grundschwingungsform TE10 an einen rechteckigen Wellenleiter 26, der zu einem Schwingungsformumformer 27 führt. Letzterer formt mehr oder weniger vollständig die Wellenenergie in die Schwingungsform TE01 um, die in einem runden Wellenleiter 10 übertragen wird. Der Umformer 27 neigt dazu, Nebenschwingungsformen hervorzubringen. Diese werden durch den nachfolgenden Schwingungsformwandler 28 beseitigt. Eine Form des Umwandlers 27 weist z. B. einen hohlen Wellenleiter auf, dessen Querschnitt auf seiner Länge allmählich von der rechteckigen Form in einen Kreissektorübergeht, der die Sektor-Schwingungsform TE01 führt, wobei der Sektor seinerseits allmählich seine Form verändert, bis der Winkel 3600 erreicht ist und die Sektor-Schwingungsform in die kreisförmige Schwingungsform TE01 umgewandelt ist. Solche und auch andere Wandler 27 führen Nebenschwingungsformen wie TE11 und TE21 in die Ausgangsschwingungsform TjS01 ein, auch wenn sie sehr lang im Vergleich zu den Querabmessungen der Wellenleiter gemacht werden.
Eine andere praktische Anwendung des Schwingungsformwandlers ist in Fig. 8 dargestellt. Hier liefert eine Quelle 25 Leistung in der Grundschwingungsform TE10 an einen rechteckigen Wellenleiter 26, der zu einem Schwingungsformumformer 27 führt. Letzterer formt mehr oder weniger vollständig die Wellenenergie in die Schwingungsform TE01 um, die in einem runden Wellenleiter 10 übertragen wird. Der Umformer 27 neigt dazu, Nebenschwingungsformen hervorzubringen. Diese werden durch den nachfolgenden Schwingungsformwandler 28 beseitigt. Eine Form des Umwandlers 27 weist z. B. einen hohlen Wellenleiter auf, dessen Querschnitt auf seiner Länge allmählich von der rechteckigen Form in einen Kreissektorübergeht, der die Sektor-Schwingungsform TE01 führt, wobei der Sektor seinerseits allmählich seine Form verändert, bis der Winkel 3600 erreicht ist und die Sektor-Schwingungsform in die kreisförmige Schwingungsform TE01 umgewandelt ist. Solche und auch andere Wandler 27 führen Nebenschwingungsformen wie TE11 und TE21 in die Ausgangsschwingungsform TjS01 ein, auch wenn sie sehr lang im Vergleich zu den Querabmessungen der Wellenleiter gemacht werden.
Um die Schwingungsform TE11 auszulöschen, kann
der Schwingungsformwandler 28 einen runden Wellenleiterteil aufweisen, in dem das dielektrische Material
nur auf einer Seite einer Ebene angebracht ist, die einen Durchmesser des Wellenleiters bildet, wie z. B.
in Fig. 7 A dargestellt. Um die Schwingungsform TE21
auszulöschen, kann der Wandler außerdem einen Teil aufweisen, in dem das dielektrische Material symmetrisch
in gegenüberliegenden Quadranten angeordnet ist, wie z. B. in Fig. 8 A dargestellt, wobei das Dielektrikum
selbstverständlich entsprechend der Orientierung der auszulöschenden Schwingungsform TE21
gedreht wird.
Bei dem Ausführungsbeispiel in Fig. 9 hat man mit Vorteil die Tatsache ausgenutzt, daß die Schwingungsformen TE01 und TM11 in einem runden Wellenleiter
dieselbe Phasengeschwindigkeit besitzen, um die Lage des dielektrischen Schwingungsformwandlers in Längsrichtung
unkritisch zu machen und um andere Vorteile zu erreichen.
Ein gebogener Wellenleiter führt Wellen in mehreren natürlichen Schwingungsformen, d. h. Schwingungsformen, die ohne Schwingungsformumwandlung fort-
geleitet werden. Zwei dieser natürlichen Schwingungsformen sind bekanntlich in einem gebogenen Wellenleiter
mit kreisförmigem Querschnitt TE01 + TM1Ix
und TE01 ■— TM1I1, von denen jede aus einer
Komponente TE01 und einer gleichen Komponente
TM11 besteht, die eine besondere Orientierung zur
Ebene des Krümmers hat. In der Anordnung nach Fig. 9 wandelt ein dem Krümmer 23 unmittelbar vorausgehender
dielektrischer Schwingungsformwandler 30 die Hälfte der Eingangswellenenergie TE01 in die
Schwingungsform TAi11 um, die so orientiert ist, daß
sie mit einer der beiden natürlichen Schwingungsformen des Krümmers übereinstimmt. Die gesamte
Wellenenergie schreitet auf den Krümmer zu und durch ihn hindurch, ohne daß eine weitere Umwandlung <\5
auftritt, und zwar bis zu einem zweiten mit dem ersten identischen dielektrischen Wandler 31, welcher
die Wellenenergie in die Schwingungsform TE01
zurückverwandelt.
Der Querschnitt des dielektrischen Teils in Fig. 9 ioo
hat die Gestalt eines Sektors mit dem Halbwinkel a, wobei die Winkelhalbierende in der Ebene des
Krümmers liegt. Wenn die Schwingungsform TE01 + ΤΜΊΊ gewählt wird, ist das Dielektrikum
an der Außenseite der Krümmung angeordnet, d. h., die Winkelhalbierende ist vom Mittelpunkt der
Krümmungskurve nach außen gerichtet.
Die Länge und der Halbwinkel α jedes Wandlers können wie folgt berechnet werden:
Der Halbwinkel α ist nur eine Funktion von dem
Verhältnis ν = -*—, wobei λ die der Betriebsfrequenz
entsprechende freie Wellenlänge und X0 = 2 a/3,8317
die Grenzwellenlänge der Schwingungsformen TE01
und TM11 in einem geraden Wellenleiter mit dem
Radius α ist. α im Bogenmaß ergibt sich aus der
Gleichung
cos α =
0,1957 + 0,4641 v2 '
(42)
wobei O < α < π ist.
Diese Gleichung kann leicht durch Probieren für jeden bestimmten Wert von ν gelöst werden.
Wenn α bestimmt ist, ergibt sich die erforderliche Länge I eines jeden Schwingungsforrnwandlers zu
0,6823 (er — ι) sin α
(43)
wobei er die relative Dielektrizitätskonstante des
Wandlermaterials ist und wobei außerdem angenommen ist, daß sr nicht sehr von Eins abweicht.
Wenn ζ, Β. λ = 1,875 cm und a — 1,27 cm ist,
berechnet sich ν zu 0,90 und cc aus (42) zu 40,4°. Wenn ετ = i,0200 ist, ergibt (43) eine Länge I = etwa
212 cm. Eine Erhöhung von er auf 1,0235 hat eine
Verkleinerung von I auf etwa 180 cm zur Folge.
Da die Phasengeschwindigkeit der Schwingungsformen TE01 und TAf11 in einem geraden Wellenleiter
gleich ist, macht es offenbar keinen Unterschied, ob zwischen den Endpunkten der Wandler und den Endpunkten
des gekrümmten Teils in Fig. 9 ein Abstand besteht oder nicht. Auch können die Wandler auf
Wunsch aus mehreren getrennten Teilen bestehen, solange die Gesamtlänge, der verschiedenen Teile
gleich der verlangten Länge I ist. Die dielektrischen Teile können — wenn nötig — im Wellenleiter an
beiden Enden durch massive dielektrische Zylinder gehalten werden. Der beschriebene Wandler neigt
nicht dazu, in wesentlichem Umfang andere Schwingungsformen als TM11 zu erzeugen, da alle anderen
Schwingungsformen sich in der Phasengeschwindigkeit von der Schwingungsform Tu01 unterscheiden. Daher
kommen diese anderen Schwingungsformen auf einer Strecke von vielen Wellenlängen so oft in und außer
Phase, daß die reine Energieübertragung sehr klein ist. Eine dritte natürliche Schwingungsform des Krümmers
ist' die Schwingungsform TM'llt die eine andere
Orientierung aufweist als die Schwingungsform TM1J1,
die aber in einem geraden Wellenleiter die gleiche Phasengeschwindigkeit wie die Schwingungsform TE01
besitzt. Wenn es erwünscht ist, kann die Schwingungsform TM'n durch einen nach den oben beschriebenen
allgemeinen Grundsätzen entworfenen Wandler erzeugt und im Krümmer in gleicher Weise wie TE01 ■
übertragen werden.
übertragen werden.
Claims (3)
1. System zur Unterdrückung von störenden Schwingungsformen, die in einem Hohlleiter durch
Krümmungen oder sonstige Unregelmäßigkeiten desAufbaus entstehen können,-durch an sich bekannte
Erzeugung von Schwingungsformen gleicher Art, weitgehend gleicher Amplitude, aber entgegengesetzter
Phase mit Hilfe eines in den Wellenleiter eingebrachten dielektrischen Körpers, dadurch
gekennzeichnet, daß der dielektrische Körper vorwiegend Querschnittsbereiche des Leiters ausfüllt,
in denen die elektrischen Feldvektoren der zu erzeugenden Kompensationsschwingung gleiche
Richtung aufweisen, und gegebenenfalls unter Unterteilung in mehrere Längenabschnitte eine zur
Erzeugung der notwendigen Amplitude der Kompensationsschwingung hinreichende Länge aufweist
und eine mit Bezug auf die Störstelle passende Lage einnimmt, um die richtige Phasenlage zu
gewährleisten.
2. System nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Dielektrizitätskonstante des
dielektrischen Körpers den Wert Eins um nicht mehr als 10% überschreitet.
3. System nach Anspruch, ι oder 2 in Verbindung
mit Hohlleitern, bei welchen die Störstelle zwischen zwei störfreien Abschnitten liegt, dadurch gekennzeichnet,
daß jeder störfreie Abschnitt einen dielektrischen Körper enthält.
In Betracht gezogene Druckschriften:
Deutsche Patentschrift Nr. 821 053;
französische Patentschriften Nr. 899 350, 950 269, 950844, 962872, 982997; USA.-Patentschrift Nr. 2 479 673.
Deutsche Patentschrift Nr. 821 053;
französische Patentschriften Nr. 899 350, 950 269, 950844, 962872, 982997; USA.-Patentschrift Nr. 2 479 673.
Hierzu 1 Blatt Zeichnungen
© 609 660/311 10.56 (609 873 4.57)
Applications Claiming Priority (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
US719258XA | 1951-05-17 | 1951-05-17 |
Publications (1)
Publication Number | Publication Date |
---|---|
DE963250C true DE963250C (de) | 1957-05-02 |
Family
ID=22104475
Family Applications (1)
Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
---|---|---|---|
DEW7816A Expired DE963250C (de) | 1951-05-17 | 1952-02-07 | System zur Unterdrueckung von stoerenden Schwingungsformen in Hohlleitern |
Country Status (3)
Country | Link |
---|---|
DE (1) | DE963250C (de) |
GB (1) | GB719258A (de) |
NL (2) | NL94739C (de) |
Cited By (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE1061850B (de) * | 1958-09-26 | 1959-07-23 | Siemens Ag | Hohlleitungsabschnitt fuer die UEbertragung insbesondere linear polarisierter, sehr kurzer elektromagnetischer Wellen beliebiger Polarisationsebene |
Families Citing this family (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
GB2223360A (en) * | 1988-09-28 | 1990-04-04 | Philips Electronic Associated | Waveguide mode filter |
Citations (6)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
FR899350A (fr) * | 1942-11-06 | 1945-05-28 | Telefunken Gmbh | Perfectionnements aux lignes tubulaires pour ondes électriques très courtes |
US2479673A (en) * | 1945-08-20 | 1949-08-23 | Rca Corp | Directional microwave transmission system having dielectric lens |
DE821053C (de) * | 1944-11-16 | 1951-11-15 | Hazeltine Corp | UEbertragungselement zur UEbertragung hochfrequenter, elektromagnetischer Wellen |
DE950269C (de) * | 1949-06-30 | 1956-10-04 | Siemens Ag | Elektromotorisch betriebene Zentrifuge |
DE950844C (de) * | 1951-10-30 | 1956-10-18 | Asea Ab | Konische Foerderschnecke fuer mit Fluessigmetall beschickte Strangpressen |
DE962872C (de) * | 1952-05-11 | 1957-05-02 | Briem Hengler & Cronemeyer K G | Spritz- und Dressiermaschine fuer teigartige Massen |
-
0
- NL NL7009172.A patent/NL167322B/xx unknown
- NL NL94739D patent/NL94739C/xx active
-
1952
- 1952-02-07 DE DEW7816A patent/DE963250C/de not_active Expired
- 1952-05-16 GB GB12438/52A patent/GB719258A/en not_active Expired
Patent Citations (6)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
FR899350A (fr) * | 1942-11-06 | 1945-05-28 | Telefunken Gmbh | Perfectionnements aux lignes tubulaires pour ondes électriques très courtes |
DE821053C (de) * | 1944-11-16 | 1951-11-15 | Hazeltine Corp | UEbertragungselement zur UEbertragung hochfrequenter, elektromagnetischer Wellen |
US2479673A (en) * | 1945-08-20 | 1949-08-23 | Rca Corp | Directional microwave transmission system having dielectric lens |
DE950269C (de) * | 1949-06-30 | 1956-10-04 | Siemens Ag | Elektromotorisch betriebene Zentrifuge |
DE950844C (de) * | 1951-10-30 | 1956-10-18 | Asea Ab | Konische Foerderschnecke fuer mit Fluessigmetall beschickte Strangpressen |
DE962872C (de) * | 1952-05-11 | 1957-05-02 | Briem Hengler & Cronemeyer K G | Spritz- und Dressiermaschine fuer teigartige Massen |
Cited By (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE1061850B (de) * | 1958-09-26 | 1959-07-23 | Siemens Ag | Hohlleitungsabschnitt fuer die UEbertragung insbesondere linear polarisierter, sehr kurzer elektromagnetischer Wellen beliebiger Polarisationsebene |
Also Published As
Publication number | Publication date |
---|---|
NL94739C (de) | |
NL167322B (nl) | |
GB719258A (en) | 1954-12-01 |
Similar Documents
Publication | Publication Date | Title |
---|---|---|
DE875054C (de) | Elektrischer Leiter | |
DE1079138B (de) | Hohlleiter-Richtungskoppler | |
DE2550524C2 (de) | Wellenleiter für optische Wellenenergie | |
DE2618772C2 (de) | Kabelantenne | |
DE1108823B (de) | Bandpassfilter hoher Flankensteilheit | |
DE1027274B (de) | Leiter zur UEbertragung elektromagnetischer H-Wellen | |
DE804334C (de) | Einrichtung zur UEberfuehrung von sich entlang einer Fortpflanzungsbahn fortpflanzender Wellenenergie in eine andere Fortpflanzungsbahn | |
EP2593987A1 (de) | Koaxialleiterstruktur | |
DE963250C (de) | System zur Unterdrueckung von stoerenden Schwingungsformen in Hohlleitern | |
DE2608092B2 (de) | Vorrichtung zur Auskopplung von Wellentypen bestimmter, für Ablagemessungen geeigneter Ordnung aus einem Hohlleiterabschnitt einer Antennenzuleitung | |
DE1046707B (de) | Hohlleiter-Transformator | |
DE1011004B (de) | Wellenleiter fuer Wanderfeldroehren | |
DEW0007816MA (de) | ||
DE1068321B (de) | ||
EP0113901B1 (de) | Wellentypenweiche | |
DE1059063B (de) | Hohlleiter fuer die UEbertragung von elektromagnetischen Rohrwellen mit transversalem elektrischem Zirkularfeld, insbesondere von H-Wellen | |
DE836057C (de) | Hohlraumwellenleiter | |
DE2414237C2 (de) | Wellentypfilter zur Unterdrückung der H&darr;O&darr;n&darr;-Wellentypen höherer Ordnung im Zuge einer Hohlleiterverbindung | |
DE964692C (de) | Anordnung zur Anregung elektromagnetischer Wellen vom Typ der H-Welle in runden Hohlleitern | |
DE891999C (de) | Bandsperre für Zentimeterwellen | |
DE908755C (de) | Dielektrisches Rohrkabel zur UEbertragung von Ultrakurzwellen | |
DE1201432B (de) | Verjuengtes Hohlleiter-UEbergangsstueck mit dielektrischer Huelse | |
DE3027714C2 (de) | ||
DE1541588C3 (de) | Anordnung zur Bedämpfung höherer H tief on -Wellentypen | |
DE964882C (de) | Vorrichtung zur Richtungsaenderung von Oberflaechenwellenleitungen |