DE963250C - System zur Unterdrueckung von stoerenden Schwingungsformen in Hohlleitern - Google Patents

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 TE_0S 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 TE_3n 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 ΤΕ_0Ά 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 d_v ein Volumelement. Hierbei sind

d_v~~ 2nrdr (bei Annahme einer Einheitslänge),

wobei J₁ eine Besselfunktion erster Ordnung ist und X₀₁ = K_{01 a}, X₀₃ = K_{03 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 TZi_{0 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 e_r 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 q_s erhalten, die gegeben sind durch

—*■ —*■

J = ίωε_ο(ε_τ—ι)Ε_ο, (2)

X)E_n

(3)

wobei E₀ das elektrische Feld ist, das an dem in Frage stehenden Punkt aufgetreten wäre, wenn das Hindernis nicht vorhanden wäre. E_0n 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 (TE_om) 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 TE_{0 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 e_obei der Betriebsfrequenz undX_oma = k_om 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

ih_om = * (P-

wobei λ_{0 m} die Wellenlänge der TE_0nJ-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 TE_Om 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 ITE_{0 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 A_m komplexe Konstanten sind (die sämtlich mit Ausnahme einer endlichen Anzahl Null

Fig. 2:

B₂ = — t 0,2824

2 π α λ_η

sm sind). Die Werte A_m 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, TE_{0 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 (s_r —1) E_{1 φ} das durch das Vorhandensein des Hindernisses mit der relativen Dielektrizitätskonstanten e_r induzierte Feld ist. Der Faktor (e_r — 1) wird explizit eingesetzt, da bei nur geringer Abweichung des Wertes e_r von Eins die Größe Εχ_φ als Funktion der Geometrie des Hindernisses, des Wellenleiterradius und der Betriebswellenlänge unabhängig von B_r in erster Näherung berechnet werden kann. Rechts vom Hindernis erhält man offenbar

(e_T-1) B_m J₁ (X_01nρ) e

(10)

wobei (e_r — 1) B_7n die relative Amplitude der infolge der Einwirkung des Dielektrikums auf das ursprüngliche TJE₀₁-FeId erzeugten Schwingungsform TE_0mist. Wenn (e_r — 1) <g 1 ist, können die Werte B_m, 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 TE_{0 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

2παλ_η

— (Κι — Ks) (14)

Fig. 4:

-B₃=

ο,3275

2παλ_οζ

^sülT^Ä1~

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 B_m 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 C_m 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 C_m 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

0,0000 e

*¹'⁵⁷¹

0,0969V·⁵⁶²

0,0000
0,0127
0,0257

* 1.762

0,2021

0,0539
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 C_m 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 TE_{0 1;} während der große Wellenleiter die Schwingungsformen TE₀₁, TE₀₂ und TZs₀₃ führen kann. Wenn

a = 6,01 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 C_nJ₁(X_0nQ) e-^rl_m\,

»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)

ε_τ =

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 C_s = 0,0399

i 1,557

-i 1,858

(28)
(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 TE_{0 2} im Ursprungliehen Feld gegenüber TE₀₃ vorherrscht, wird zunächst ein Zylinder berechnet, der die Schwingungsform TE_{0 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 B_z aus (13), ε_τ 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

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,

(32)

während sich aus der Gleichheit der Phasen ergibt A5L
2

1,764 c+-

= 1.557· (33)
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 TE_{0 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)

"-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"

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.

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 + TM¹I_x 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 e_r die relative Dielektrizitätskonstante des Wandlermaterials ist und wobei außerdem angenommen ist, daß s_r 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 ε_τ = i,0200 ist, ergibt (43) eine Länge I = etwa 212 cm. Eine Erhöhung von e_r 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.

Claims (3)

Patentansprüche: TWi,

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.

Hierzu 1 Blatt Zeichnungen

© 609 660/311 10.56 (609 873 4.57)