NO148127B - Resonator for hoeyfrekvente elektromagnetiske svingninger - Google Patents

Description

Oppfinnelsen vedrorer en resonator for boyfrekvente, elektromagnetiske svingninger, som har høy godhetsfaktor (Q-verdi)/

selv ved et lite volum.

De viktigste parametere for en resonator for elektromagnetiske svingninger er resonatorens resonansfrekvens f og Q-verdi i ubelastet tilstand eller godhetsfaktor Q . De kjente konstruksjoner kan i prinsippet inndeles i åpne og skjermede systemer.

Til den forste gruppen horer bl.a. Fabry-Perot-resonatoren, mikrostrip-resonatorene og enkelte dielektriske resonatorer;

til den andre gruppen horer f.eks. de forskjellige koaksial-

og hulrom-resonatorer, triplate-resonatorer og også dielektris-

ke respnatorer. De benyttes generelt i frekvensbestemmende koblinger, f.eks. i form av båndfiltere eller båndsperrer. Av praktisk betydning er særlig mikrostrip- og triplate-resonatorene i koblinger med mindre hoye seleksjonskrav samt koaksial-

og hulrom-resonatorene i koblinger med hoyere til meget hoy seleksjonsevne.

Mikrostrip- hhv. triplate-resonatorer er koblingselementer i usymmetrisk hhv. symmetrisk stripline-teknikk. Vanlige konstruksjoner er den åpne A /2-resonator, sirkelskive-resonatoren og sirkelring-resonatoren. Spesielle fordeler er god reprodu-serbarhet, lite konstruksjonsvolum, stor driftssikkerhet og rimelig produksjon. Uheldig er derimot deres ringe egenkvalitet som folge av de store galvaniske tap. Ved mikrostrip-resonatoren kommer de omtrent like store utstrålingstap i tillegg, mens de dielektriske tap gjennomgående ikke spiller stor rolle. Stripline-båndfiltere har derfor forholdsvis stort båndpass-tap og dårlig seleksjonsevne. De egner seg forst og fremst for koblinger hvor det ikke stilles spesielle krav til overforingskvaliteten.

Dielektriske resonatorer er volumresonatorer og monteres i

form av skiver, ringer, sylindre, parallellepipeder i strimmel-formede ledninger og i hulrom. Den åpne resonatorgruppe kan inndeles i en-, to- og tredimensjonalt åpne. For at en åpen resonator skal være resonansdyktig må det elektromagnetiske felt i den eller de åpne retning(er) avta ifolge en eksponen-sial- eller modifisert Hanke1-funksjon, og denne atferd avhenger av det dielektriske legemes dimensjoner og materialkonstanter og av den aktuelle driftsfrekvens. Godhetsfaktoren er ved en- og todimensjonalt åpne resonatorer avhengig av de dielektriske og galvaniske tap og ved den tredimensjonalt åpne resonator avhengig av de dielektriske og utstrålte tap. Særlig gunstige QQ-verdier oppnås ved den allsidig skjermede resonator, såfremt avskjermingens bredde i det minste svarer til omtrent det dobbelte av den storste dimensjon av den dielektriske resonator. Hoyere godhetsfaktor enn Q-verdien etg<f for det dielektriske stoff ( & = tapsvinkelen) kan dog ikke oppnås ved den dielektriske resonator.

Skjont den dielektriske resonator er utforlig omtalt i littera-turen, finner man bare få konkrete anvendelser. Uheldig er særlig de forholdsvis små avstander av de nest-hoyere oversvingnin-ger. Oppbygningen av filterstrukturer er også forbundet med visse problemer. For at man skal oppnå lave båndpass-tap,kreves særlig tapsfattige dielektrika.

Koaksiale A. /4-resonatorer benyttes særlig i hulrom-resonator-form for multikrets-filtere, f.eks. som -båndfilter med kamlig-nende (combline) eller fingeraktig (interdigital) anordnede le-derstrukturer. Foretrukket frekvensområde: 500 MHz til ca. 5 GHz , hvorved det i beste fall kan oppnås egenkvaliteter på

Qc = 2000-3000.

Hulrom-resonatorer benyttes overveiende i koblinger, hvor det ved minst mulige overforingstap kreves hoy grad av seleksjon, f.eks. for antennefiltere i meget folsomme mikrobolgemottakere. De oppnåelige godhetsfaktorer ligger i området QQ = 5000-10000, hvis man ser bort fra spesialtilfelle. Uheldig er det forholdsvis store volum i det lavere frekvensområde og det forholdsvis store mekaniske oppbud. Med henblikk på vektbesparelse benyttes også metalliserte keramiske legemer som resonatorer, men slike konstruksjoner er likeledes kostbare og omfattende.

Erfaringsmessig kan man ved alle kjente resonatorer bare oppnå høye godhetsfaktorer med store lederoverflater hhv. store felt-volumer. Dette forhold er i realiteten en folge av isotropien av det medium som til enhver tid gjennomtrenges av det elektromagnetiske felt i resonatorrommet.

Til grunn for oppfinnelsen ligger den oppgave å tilveiebringe en resonator for elektromagnetiske svingninger, som har hoy godhetsfaktor . selv ved et lite volum.

Ifølge oppfinnelsen oppnås dette ved at det i det indre av

en elektromagnetisk skjermet hulsylinder, som består av et materiale med lav dielektrisitetskonstant er anordnet en dielektrisk tråd av et materiale med høy dielektrisitetskonstant, at det i den dielektriske tråd eksiteres en Eom-bølge (sirkulært H-felt, m = 1,2,3...) og at dimensjonene av den dielektriske tråd, med henblikk på lengde, fortrinnsvis i form av en koaksial ved endene åpen ^/2-resonator hhv. et heltallig multiplum derav, i avhengighet av dielektrisitets-konstantene av de to materialer og den aktuelle resonansfrekvens, er valgt slik at det i rommet for den dielektriske hulsylinder i det minste tilnærmet oppstår en stående TEM-bølge.

I det enkleste tilfelle kan den elektromagnetiske skjerm bestå av et sirkulært metallror og den dielektriske hulsylinder kan overveiende bestå av luft. Den E om —bolg3e som eksiteres i den di— elektriske tråd er videre fortrinnsvis EQ1-b61gen (TM0^-modusl.

Oppfinnelsen skal i det folgende beskrives nærmere under henvisning til figurene og enkelte matematiske utredninger.

Fig. IA viser en foretrukket konstruksjon av resonatoren ifolge oppfinnelsen i lengde- og tverrsnitt. Den dielektriske tråd 1 med materialkonstantene / k 1 (permeabilitet) og £ (dielektrisitetskonstant ) og med diameteren D^ er konsentrisk anordnet i et sirkelsylindrisk metallrbr 3 med innvendig diameter T>^. Mediet 2 i mellomrommet - f.eks. luft - antas å ha (i middel) material-konstanteneytl 2/ fe 2' ^vorve(^ det om mulig forutsettes at M 2 ^ 2 ^C/il £ 1* Diameteren Di °g lengden Å* av den dielektriske tråd 1 er valgt slik (jfr. nedenfor: teoretiske resultater) at det ved den aktuelle resonansfrekvens i det ytre rom 2

i det minste tilnærmet opptrer en stående TEM-bolge.

Fig. 2 viser et momentanbilde av feltforlopet, som vil opptre

ved eksitering av E^-bolgen i den dielektriske tråd ifolge oppfinnelsen. Fordi JUL2 £ 2 ^ 1 vil den aktuelle feltstruk-tur bygges opp i radial retning fra lederaksen. Ved tilsvarende valg av tråddiameteren D, i sammenligning med materialkonstantene/1^ £ ^ ogyH^fc»» samt den aktuelle driftsfrekvens kan det således til enhver tid fremtvinges et feltforlop, hvor lengde-komponenten av det elektriske felt på overflaten av den dielektriske tråd forsvinner for E-bolger. Det elektromagnetiske felt i den dielektriske hulsylinder 2, dvs. i rommet mellom den dielektriske tråd 1 og metallroret 3 (jfr. fig. IA), er da noyaktig likt det elektromagnetiske felt mellom indre og ytre leder i en koaksialledning (TEM-bolge). Fasehastigheten av de elektromagnetiske bolger (= stående bolge) som brer seg i begge ret-ninger vil da bare avhenge av driftsfrekvensen og materialkon-s tant ene ytt- 2/ & 2 for ^en dielektriske hulsylinder 2. Ved et slikt valg av lengden X av den dielektriske tråd at den aktuelle faseforskjell i trådendene er noyaktig 180° (eller et heltallig multiplum derav), oppnås resonatoren ifolge oppfinnelsen.

Vekselvirkningen (og fordelingen) av feltkomponentene er natur-lig en annen ved den dielektriske tråd enn ved en galvanisk le-dende tråd. Godhetsfaktoren av den omtalte resonator må derfor, som vist nedenfor, forholde seg helt annerledes enn hva som' f.eks. er tilfelle ved en konvensjonell koaksialledningsresonator.

I praksis må om mulig Jul 2 = /t 1 = JUL ^ og £ = £ fordi det da foreligger de gunstigste forhold med hensyn til disse materialkonstanters innflytelse på godhetsfaktoren (jfr. nedenfor: teoretiske resultater). Dessuten bor bæremediet være så tapsfattig som mulig. Tilsvarende muligheter for den dielektriske tråds 1 feste i metallroret 3 er f.eks. avstotting via to tre-armede steg av et plastisk eller keramisk materiale (i fig. IA antydet med 4), ved A /2-resonatoren omtrent i -£/2-avstand (/ = den effektive resonanslengde), slik at deres elektriske forstyrrelser opphever hverandre, ved Å -resonatoren omtrent i A- /2-avstand (spenningsknute), videre fiksering av tråden på topp- og/eller mantelsiden ved hjelp av dielektriske tapper, fylling av mellomrommet med skumstoff m.v.

Under henvisning til resonatorens grunnform som vist i fig. IA er forskjellige modifikasjoner og viderefbringer mulig. A'/4-resonatorer har imidlertid vesentlig lavere Q-verdi på

grunn av tapene i bunnflaten. En gunstig videreforing oppnås f.eks. ved sammenkobling av to Å /2-resonatorer til en sirkel-formet ringledning. En annen konstruksjon vil bli nærmere omtalt nedenfor (jfr. nedenfor: teknisk fremskritt) i forbindelse med anvendelsen i filterkoblinger, hvor også figurene IB og 1C blir nærmere omtalt.

Resonatoren egner seg fortrinnsvis for fast frekvensdrift. Innen-for visse grenser er imidlertid finavstemning mulig, f.eks. ved hjelp av kapasitivtog/eller induktivt virkende stempler.

Ved feltforlopet ifølge potensfunksjoner som ifolge oppfinnelsen fremtvinges mellom den dielektriske tråd og rbrveggen er en svingningseksitering ikke mulig uten ror. Heller ikke uten dielektrisk tråd er resonans mulig, så lenge rørdiameteren holdes under grensediameteren. Begge komponenter er uomgjengelig nodvendige for resonanssystemets funksjonsdyktighet. Den dielektriske tråd bevirker forming av feltkomponentene, slik at det især ved EQ1-bblgen ikke opptrer langskomponenter ved trådoverflaten. Roret sikrer derimot TEM-bolgens eksistens i den dielektriske hulsylinder. Det aktuelle feltforlop ligner i den dielektriske tråd bare i radial retning på feltforlbpet i en dielektrisk resonator; i lengderetning og i det ytre rom ligner det derimot feltforløpet i en koaksial A /2-resonator. Resonanssystemet danner hverken en hulrom-resonator eller en ekte dielektrisk resonator, derav anordningens betegnelse: kvasi-dielektrisk resonator, i det fblgende også kalt QD-resonator.

Resonatorens gunstige atferd opptrer forst over en bestemt grensefrekvens, som avhenger av den valgte rordiameter D2 og den dielektriske tråds dielektrisitetskonstant. I grensetilfellet (D^ = D^) som er uten interesse her, svarer anordningen noyaktig til en endimensjonalt åpen dielektrisk resonator. Resonanssystemet kan brukes helt opp i frekvensområdet for mm-bolger. Den konkrete anvendelse er i forste rekke et sporsmål om disponible dielektrika for fremstilling av den dielektriske tråd. Ved meget hoye frekvenser vil materialer med forholdsvis lave dielektrisitetskonstanter være tilstrekkelige, mens det i mikrobolgeområdet ned til dm-bolger kreves materialer med hoye til meget hoye dielektrisitetskonstant-verdier.

Teoretiske resultater

De store fordeler ved den foreslåtte resonator viser seg især

i oppbygningen av kvalitetsformelen, samt i forholdet overfor de kjente resonatortyper (stripline-, koaksial-, hulrom-resonator). De nedenstående utforelser gjelder strengt sirkulære leder-tverrsnitt. Resultatene kan dog under bestemte forutsetninger overfores til ledere med andre tverrsnittsformer (jfr. nedenfor: Teknisk fremskritt), f.eks. rektangulære, ellipseformede, anordninger med plateformet skjerming.

a) Generelle sammenhenger

Den foreliggende resonator er en videreforing av "Bolgeleder

for overforing av elektromagnetisk energi", også kalt "Kvasi-dielektrisk bolgeleder", som er gjenstand for sveitsisk patent

nr. 613 565. De sammenhenger under de enkelte parametere som der er nevnt for et ledningssystem med dobbelt belagt dielektrikum, gjelder derfor også her. De skal i det folgende bare nevnes for så vidt som dette er nodvendig for beskrivelsen av resonator-egenskapene.

Den til enhver tid aktuelle fasekonstant |3 av hybridmodi (HE^-bolger, EH^-bolger) som brer seg i et ledningssystem med laminert dielektrikum fremkommer av losningen av den s.k. egenverdiligning for vedkommende anordning. I det foreliggende tilfelle er dette funksjoner av materialkonstantene for den dielektriske tråd (yd ^ £ ^) og den dielektriske hulsylinder ( JUL 2, 6. 2), diameterforholdet a = R2//Rl = D2//Dl °g verdiParet x,y ifolge

hvor f = CO 72*^ betyr den aktuelle driftsfrekvens.

Av ligningene (1), atskilt etter1** og |3 , folger eksplisitt

hvorved forutsetningen (dielektrisk tråd i den dielektriske hulsylinder) jJil £ 1 >/*2 £ 2. For beregningen av resonatoregenskapene gjelder også her, som ved den tidligere foreslåtte bolgeleder, det forholdsvis enkle særtilfelle ifolge antagelsen at sammenvirkning av de enkelte storrelser ved den aktuelle driftsfrekvens er nettopp slik at fasekonstanten har verdien

P avhenger da bare av vinkelfrekvensen U» og materialkonstantene jy^ 2' £■ 2 av ^en dielektriske hulsylinder. Er spesielt^A 2 = JU> qi £, 2 = £.0' svarer de elektromagnetiske bblgers utbredelseshastig-het nbyaktig til lysets hastighet i det frie rom.

Innfbringen av ligning (4) i (1) forer igjen til y = 0 og derfor ifolge Q-verdiligningen til

for HE^-bblger (u = m-te rot av Bessel-funksjonen av n-te orden.) I det spesielle tilfelle hvor n = 0 er

for E -bolger. Med det ovenstående verdipar x,y = u ,0 kan

Om Jr /j nu'

den til enhver tid nodvendige tråddiameter for de spesielt interessante HE^-bolger også straks angis ifolge ligningene (3) og (4). Etter en liten omregning folger

hvori <\ betyr driftsbolgelengden i det frie rom ogytt ^,

nå betyr de relative materialkonstanter.

Med henblikk på dempning og Q-verdi gir, som omtalt ved den tidligere foreslåtte bolgeleder, bare tilfellet n = 0 for HE^-bolger (fortrinnsvis EQ1-b61gen) meningsfylte verdier. Sammenhengene for EH^-bolgene inklusive Hom-b61gene er derfor utelatt her.

b) Resonansfrekvens

Forutsatt er det praktisk mest interessante tilfelle, nemlig

en åpen /2-resonator (ifolge fig. IA), eksitert på Eg^-bolgen (m = 1). Ved en gitt resonansbolgelengde A- i det frie rom og gitte materialkonstanter folger derfor av ligning (7) med u^ = uQ^ = 2,40482 for den aktuelle tråddiameter

og av ligning (4) med £ = U for den nodvendige trådlengde

I ligning (9) er eventuelle randeffekter utelatt for enkelhetens skyld. Feilen tor imidlertid være hoyst 10%, som ved den konvensjonelle A /2-resonator. Resonanselementets diameter forholder seg således til dets lengde som

(2uQ1/ H = 1,531). I det i praksis spesielt interessante til-felle>U.r2 =/ trl = 1, t r2 = 1 og £ r± = tr er således og

For dimensjoneringen av resonanselementet må således to betin-gelser innfris. Ligning (11) gir en slik tråddiameterverdi, at det opptrer en stående TEM-bolge i rommet utenfor den dielektriske tråd og ligning (12) gir tilsvarende resonanslengde.

Det må i tillegg påaktes at huset som omgir resonatoren ikke genererer uonskede responser. Dette kan fra forst av utelukkes, hvis man velger rordiameteren D2 maksimalt så stor at den for E Q^-bolgen (uten resonanselement) alltid ligger under grensediameteren. Således gjelder betingelsesligningen

IT

eller sammen med ligning (9) på grunn av 2uQ^ = 1,531 <*> M :

en fordring som praktisk talt alltid kan overholdes. Skjermroret kan da også være åpent på endene uten at energi stråles ut.

c. Godhetsfaktor ( Q- verdi)

I tilfellet y = 0 forloper feltkomponentene bare i den dielektriske tråd ifolge Bessel-funksjoner, utenfor tråden er det rene potensfunksjoner. Ved HE^-bolgene vil det dessuten ikke lenger forekomme langskomponenter i rommet utenfor tråden. Folgelig kan den energi som lagres i resonatoren samt de galvaniske og dielektriske tap og dermed godhetsfaktorenberegnes eksplisitt eksakt. For HE^-bolgene fås under antagelse av at materialet mellom den dielektriske tråd og metallroret er tapsfritt (hvorved antas at feltfordelingen ved den tapsbelastede resonator med stor tilnærming er den samme som i det tapsfrie tilfelle) og ved neglisjering av endetapene den generelle formel

hvor£" betegner den dielektriske tråds tapsvinkel, betegner skjermrorets permeabilitet og betegner inntrengningsverdien av det elektromagnetiske felt i rorveggen (<*< = elektrisk ledeevne i S/cm). Ligning (15) er skrevet slik som de enkelte ledd fremkommer umiddelbart av regningen, slik at man straks kan erkjenne de forskjellige stør-relsers innflytelse på godhetsfaktoren.. I det tilfelle som i praksis er av spesiell interesse, nemlig for

(gyldig for HE^-bolger, n = 0,1,2,3 ...), hvorved ifolge lign.

(7) ved en gitt rordiameter D

nå betyr det aktuelle diameterforhold a = D^/ D^. Derved skal be-merkes at a - 1 til enhver tid. €. må således ha en bestemt

r

minsteverdi for hver u nm -rot. Beting3 elsen for dette folg3er av lign. (18) for a = 1

Ligning (17) viser et meget interessant forhold. For n >^ 1 folger forst Godhetsfaktoren svarer til material-godhetsfaktoren av den dielektriske tråd, og dette vidtgående uavhengig av storrelsene t , n og a. Er derimot n = 0 (hovedmodus), folger av (17)

I dette tilfelle tiltar godhetsfaktoren stadig med økende <£> , og gjor dette proporsjonalt med Ina, hvorved a er gitt ved lign. (18) for n = 0. Teoretisk kan man således med meget hoye 6» ^.-verdier oppnå godhetsf aktoren uendelig, uavhengig av de galvaniske og dielektriske tap. Grunnen til dette ligger, som regningen viser, deri at energien for n & 1 overveiende lagres i den dielektriske tråd, for n = 0 derimot for storste delen utenfor den dielektriske tråd. Feltkomponentene og dermed energitettheten kan derved (for n = 0) på utsiden av trådoverflaten med avtagende tråddiameter anta meget hoye verdier, slik at energilagringen overveiende bare skjer der. Dette forklarer også det faktum at innflytelsen av de galvaniske og dielektriske tap reduseres i samme takt med okende forhold a = D2/D^.

I fig. 3 viser et eksempel godhetsfaktorens forhold, beregnet ifolge ligning (17), som funksjon av dielektrisitetskonstanten £ r for n = 0, 1, 2, 4, 8 og m = 1. Antagelser: f = 10 GHz hhv. ft = * 3 cm, ind A re diameter av skjermroret D„ = 10 mm, videre tg6 = 2*10" , 0+ = 60.10 S/cm.<*> Mens egenkvaliteten for n ^ 1 meget snart tilstreber godhetsfaktoren < etg & = 5000

av den dielektriske tråd, tiltar den stadig for n = 0. Allerede ved forholdsvis lave£r~verdier fås betydelige forskjeller. For & r = 100 f.eks. er allerede Q o = 12000, ' hvorved a = 4,33 her, dvs. diameteren av den dielektriske tråd ennå er 2,31 mm ved en lengde (ifolge lign.(12)) på X = 15 mm.

Av alle mulige bolgetyper er E -bolgene de eneste, hvor godhetsfaktoren oker med okende dielektrisitetskonstant av den dielektriske tråd. Det gunstigste tilfelle fremkommer derved for m = 1 (forste rot av JQ(x) = 0, x = uQ1 = 2,4048), da den nodvendige tråddiameter D1 da ifolge ligning (7) har den minste verdi hhv. forholdet a = ^ >2^ 1 ifolge lign. (18) ved gitte storrelser D„/A_ og 6 rhar den storste verdi.

i o r

Som ligning (15) viser for n = 0 etter innforing av størrelse-

ne ^Q og a fra ligningene (16) og (18), blir QQ storre, jo storre £ r, D2 og fQ er. Forandringen av QQ er gjennomgående monoton og ensrettet. Her eksisterer ingen ekstreme optimerings-betingelser, slik som det f.eks. er tilfelle ved dempningskon-stanten for tilsvarende bolgeleder.

Som lign. (15) viser med henblikk på innflytelsen av de ovrige materialkonstanter på n = 0, kunne man ytterligere forøke godhetsf aktoren ved at man gjor /**r2 ^ 1' dvs. f .eks. fyller rommet mellom den dielektriske tråd og skjermroret med en ferritt. Men slike permeable materialer har også en relativ dielektrisitetskonstant > 1 og er dessuten beheftet med en tapsvinkel, slik at godhetsfaktoren derved snarere ville bli mind-

re enn storre. Tilfellet J^ ri ^ 1' likesom en rorleder av et permeabelt materiale ( JUrlj > 1) ville likeledes ha lavere godhetsfaktor som folge. Dessuten skal forholdet ^*]_/ & 2' "*" ligning (15) for n = 0 bare inneholdt i a = T>2/ H^ (jfr. lign. (18)),

være så stort som mulig. Ovenstående antagelse yUrL = J^ v2 ~ ^ og£r2 = 1 gir derfor de gunstigste forhold med henblikk på

disse materialkonstanters innflytelse på godhetsfaktoren.

Ved antagelse av en tapsvinkel£2 i den dielektriske hulsylinder får nevneren i lign. (21) formen

Det gunstige forhold av Qo ifolge lign. (21) foreligger da ikke mer. Med okende <£>rl streber <Q>Q<>> etg £2, slik at tapene i den dielektriske hulsylinder bor holdes lavest mulig.

I tilfelle av den X /4-lange QD-resonator (•£= (2p-l). /I /4,

p = 1,2,3 ...) opptrer i stedet for nevneren i lign.(21) ut-trykket

Også her forstyrres det gunstige forhold for QQ ifolge lign. (21). Med okende £ ^ streber QQ > £/(J*0- De galvaniske tap i bunnplaten går riktignok desto mindre -inn> jo større lengden/- av resonanselementet kan gjores. Det samme gjelder også for A. /2-QD-resonatoren som er kortsluttet i endene.

Hvis en resonator bare inneholder rene ledningstap, er dens godhetsf aktor . uavhengig av dens lengde. Eventuelle endetap fordeler seg i sin virkning alltid på hele resonatorlengden. Derfor gjor de seg mindre gjeldende, jo lengre resonatoren er.

Også ved den foreslåtte QD-resonator som er åpen i endene, kan det ved visse diameterforhold opptre merkelige endetap som folge av feltforvrengning. De lar seg imidlertid lett redusere til en ubetydelig verdi ved tilsvarende avrunding av endeflatene hhv. avrunding av endekantene. De faller helt bort, hvis QD-resonatoren f.eks. består av en sirkulær ringledning.

d) Sammenligning med koaksialledninqsresonator

Den fremragende atferd av QD-resonatoren fremgår allerede av ek-semplet ifolge fig. 3. Fordelene, f.eks. overfor stripline-resonatoren, nemlig vesentlig hoyere Q-verdi ved omtrent like dimensjoner, er innlysende. Også overfor den dielektriske resonator kan det oppnås betydelig bedre godhetsfaktorer.. i prinsippet kan endog de meget hoye godhetsfaktorer av hulrom-resonatorene virkeliggjores, hvilket imidlertid krever materialer med forholdsvis hoye £»r-verdier. Dé usedvanlige egenskapene av QD-resonatoren viser seg særlig ved sammenligning med den konvensjonelle koaksiallednings-resonators atferd.

Den åpne A /2-koaksialresonators Q-verdi bestemmes under antagelse av samme materialkonstanter av lederne og luften som mellommedium av

hvor diameterforholdet b = D/d foruten i telleren også foreligger i nevneren. Maksimum av denne funksjon ligger på D0pt = bQ = 3,6. Dermed gjelder for den til enhver tid mulige maksimalverdi Storrelsene bQ og D er uavhengig av den aktuelle resonansfrekvens. Sammenligningen mellom lign. (25) og (21) gir nå en betingelsesligning for hvilkentapsvinkel materialet av den dielektriske tråd maksimalt kan ha, for at QD-resonatorens Q-verdi skal være lik eller hoyere enn Q-verdien av <3en konvensjonelle A/2-koaksialresonator. For A, = X og D = D2 folger for dette med lign. (25) etter noe omstilling

hvori a = D2^i ve<^ ?P-tte storrelser D2/ J( Q og E er bestemt av lign. (18) (u^ = uQ1 = 2,40482). Den til enhver tid hoyeste tillatte verdi vokser proporsjonalt med ln a. F. eks. folger for

a = b o og Q<1o>^ = 2500 kravet: tgS ^ 12 . 10~4. Bare en meget dårlig tapsvinkel av den dielektriske tråd kunne svekke QD-resonatorens Q-verdimessige konkurranseevne overfor den konvensjonelle koaksialresonator merkbart.

Funksjonsmessig forholder QD-resonatoren seg som en konvensjonell koaksialledningsresonator, hvis indre leder er uendelig godt le-dende og ytterlederen derfor har tilsvarende lavere ledeevne.

En åpen 7i /2-koaksialresonator, hvor den indre leders ledeevne antas å være (Tj* = «• , har med f" ifolge lign. (16) Q-verdien

hvor b = D/d nå kan være valgfri og øk* betyr en tilsvarende modifisert ledeevne av ytterlederen. Sammenligningen med lign. (21) gir med A =A0/ D = D2 ogw ^ra li9n» (16) folgende identiteter

med henblikk på teller og nevner

og derav tilordnede diameter av indre leder (e = 2,71828) og for den resulterende ledeevne

Nevneren i lign. (31) er uavhengig av forholdet a = ^^l* 0,211 dielektriske tråds tap opptrer i realiteten i form av ekstratap i den ytre leder. Denne transformasjon bevirker effektivt at god-hets faktoren ifolge lign. (21) bare påvirkes i telleren i funksjonen ln a (i motsetning til den konvensjonelle koaksialledningsresonator, jfr. lign. (24)) og derfor kan anta valgfritt hoye verdier for meget små tråddiametere (a —> OO ). QD-resonatoren svarer formelt eksakt til en konvensjonell koaksialledningsresonator med åpne ender, hvis indre leder har en uendelig hoy ledeevne, dvs. på en måte er superledende.

Teknisk fremskritt

Mens alle kjente resonatortyper for en hoy Q-verdi foruten minimale dielektriske tap (tg h = 0) krever et stort konstruksjonsvolum, kan man ved den foreslåtte resonator oppnå hoy Q-verdi selv ved et lite volum. Som folge av den dielektriske tråd vil energitettheten med okende dielektrisitetskonstant i stigende grad konsentreres på trådoverflatens omgivelse, hvorved tråden selv stadig mer kobler seg ut fra det omgivende felt. I grensetilfellet med meget hoy dielektrisitetskonstant skjer energilagringen praktisk talt bare i sentrum av skjermroret langs overflaten av den trådformede dielektriske leder. Derved kan man, som nevnt i forrige avsnitt, oppnå særdeles hoye godhetsfaktorer. Forutsetningen for dette fenomen er at det på trådoverflaten overveiende bare foreligger et elektrisk radialfelt. Dette er faktoren £ / 6 _ svakere i den dielektriske tråd enn utenfor tråden og tilsvarende gjelder for den energiandel som lagres i tråden. Med et slikt valg av tråddiameteren at det i grunnmodus (EQ^-bolge) opptrer en stående TEM-bolge i rommet mellom tråden og skjermroret ved den aktuelle resonansfrekvens, er denne betingelse tvangsmessig oppfylt. Ved alle andre felt-strukturer av HE^-bolgene (n = 1,2,3 ...) og EH^-bolgene (n = 0,1,2,3 ...) foreligger det alltid også en E <J -komponent. Denne er imidlertid ifolge overgangsbetingelsene for tangensial-felter like stor på grenseflater i trådens indre som de utenfor tråden. Tilsvarende hoye er også andelene av den ved disse modi lagrede energi i tråden og de dermed forbundne tap, slik at det her maksimalt kan oppnås en Q-verdi tilsvarende Q-

verdien etg & av den dielektriske tråd. Eom-bolgene (spesielt EQ^-bolgen) er i realiteten de eneste typer med hvilke man ved minimalt volum kan oppnå så hoy godhetsfaktor (Q-verdi).

Ved den på grunnmodus (E^-bolge) dimensjonerte dielektriske tråd er bare denne bolge eksistensdyktig i nærmeste omgivelse. Hoyere bolgetyper er forst mulige ved tilsvarende hoyere frekvens, ved den omtalte/t /2-QD-resonator f.eks. med hensynt til radial retning tilsvarende Uq2 = 5,5201 ved f = 2,3 . fQ, med hensyn til lengderetning ved f = 2 . fQ. Den reelle verdi vil ligge derimel-lom. Nest hbyeste egenresonans ligger således her minst over den dobbelte grunnfrekvens, hvilken avstand er vesentlig gunstigere, sammenlignet med hva som er tilfelle ved den dielektriske resonator .

Den foreslåtte resonator har grunnleggende betydning. For forste gang vises et resonanssystem for elektromagnetiske svingninger, som inneholder grensetilfellet (for ^ r1 > OØ , dvs.

D1—"> 0, D2 4 0, men valgfritt liten) av en uendelig høy godhetsfaktor ved forsvinnende volum av energilagring, og dette uavhengig av de aktuelle galvaniske og dielektriske tap. Denne egen-skap er mulig, fordi QD-resonatoren, som nevnt i ovenstående avsnitt, formelt noyaktig svarer til en koaksial ledningsresonator hvis indre leder har en uendelig hoy ledeevne. I praksis vil

man valgfritt kunne tilnærme seg dette idealtilfelle, såfremt de nodvendige dielektrika er tilgjengelige. I det hoyere frekvensområde kan man oppnå betydelige godhetsfaktorer allerede med forholdsvis lavefc^-verdier, mens meget hoye dielektrisitetskonstanter er nodvendige i mikrobolgeområdet ned til dm-bblgene.

Som omtalt i forbindelse med den sirkulære koaksiale resonator-form, velges dimensjonene av den dielektriske tråd slik at det ved en gitt dielektrisitetskonstant og resonansfrekvens i det minste tilnærmet opptrer en stående TEM-bolge i rommet mellom tråden og skjermveggen. Disse feltkomponenter er, som nevnt, rene potensfunksjoner, folger således den todimensjonale potens-ligning og dermed også Tegningsreglene for den konforme avbildning. Man kan slutte av dette at de resultater som her er illust-rert for den koaksiale resonator i det minste tilnærmet også gjelder for lederformer, som kan utledes av feltet mellom to konsentriske sirkler ved konform avbildning. Til disse horer f. eks. rektangulære og elliptiske tverrsnittsformer, dielektrisk tråd mellom metallplater m.m. For slike tverrsnittsformer av QD-resonatoren må det, ved tilsvarende eksitering av E^-bolgen, til enhver tid foreligge forhold med henblikk på dimensjoner og resonansfrekvens, hvor de elektriske feltlinjer overalt står perpendikulært på trådoverflaten. Ellers ville det opptre mot-sigelser i feltforlopet ved tilbaketransformering av lederkontu-rene til sirkelformen.

QD-resonatoren kan i prinsippet virkeliggjøres i alle de konst-ruksjonsformer som er kjent fra den konvensjonelle koaksiallednings-resonator-teknikk og dens varianter. Den foreslåtte resonators fordelaktige forhold vil imidlertid bare komme fullt ut til sin rett, når rommet mellom den dielektriske tråd og skjermroret ved et storst mulig ^-fo^old er mest mulig tapsfattig og det ikke foreligger utstrålings- og endetap. Den lang-strakte, koaksialt skjermede A /2-QD-resonator med åpne ender kan betraktes som grunnform. Dens anvendelse ligger overveiende i mikrobolgeområdet. Mulige viderefbringer er f.eks. den sirkulære ringledning, bestående av 2,4,6 ... seriekobledeA /2 resonatorer, samt en dielektrisk tråd med A /2-totallengde, fort langs skjermveggen eller spiralformet fort mellom to koaksiale sylindere (i passende avstand). Ringformede QD-resonatorer egner seg til opp i frekvensområdet for mm-bolger, mens spiralfor-mede strukturer kommer på tale i dm-bolge-området.

Den dielektriske tråd kan i prinsippet bestå av ethvert antimag-netisk materiale, f.eks. av plast, keramikk, glass eller av en væske leiret i et isolasjonsror. I det foreliggende tilfelle vil fortrinnsvis keramikk eller glass komme på tale på grunn av den nodvendige mekaniske stabilitet. Forskjellige egnede keramiske materialer har en dielektrisitetskonstant mellom & = 10

og 6. = 100 ved en tapsvinkel på tg£ = (0,7-5).IO-4. Videre fins det visse titanholdige og zirkon- hhv. strontium- og barium-holdige blandingskeramikker som per i dag har meget hoye&r-verdier, men også forholdsvis hoye tapsvinkler. Tapsfattig glass er f.eks. kjent fra lysleder-glassfiber-teknikken. Deres egnet-het betinger rett nok at den statiske dielektrisitetskonstant er betydelig hoyere enn ved lysfrekvenser. Den konkrete bruk av et bestemt materiale retter seg i forste rekke etter dets elektriske egenskaper og den aktuelle driftsfrekvens. I området for de meget hoye frekvenser, hvor den dielektriske tråd har forholdsvis små dimensjoner, kan det selvsagt også komme på tale med relativt kostbare materialer (f.eks. monokrystallinske).

Med henblikk på en bestemt Q-verdi kan tapsvinkelen av den dielektriske tråd være storre, jo hoyere trådens dielektrisitetskonstant er. Ved meget hoye dielektrisitetsverdier kan det derfor også benyttes materialer med forholdsvis dårlig tapsvinkel.

Et foretrukket anvendelsesområde for QD-resonatoren er filterkoblinger, især i frekvensområdet for mikrobolger opp til området for mm-bolger, f.eks. i form av båndpass-filtere, båndsperrer m.v. De enkelte resonatorer kan lett bygges sammen i blokk- eller plateform. Sammenkoblingen kan skje ifolge de vanlige metoder, f.eks. kapasitivt eller induktivt virkende hullkobling, ledningskobling m.v. Ved tynne dielektriske tråder (f.eks. ved D^ ^ 1 mm) er en filteroppbygning i stripline-teknikk, fortrinnsvis i triplate-utforelse (ingen utstrålingstap) fordelaktig. De kjente konstruksjoner fra denne filterteknikk, som A /2 "end-coupled"-og A /2"side-coupled"-filtere kan i prinsippet også anvendes her. Egnede bærermedier er f.eks. plastiske, keramiske eller glassak-tige skumstoffer. Ved bruk av særlig tapsfattige dielektrika oppnås betydelig Q-verdi allerede ved forholdsvis liten plateavstand. Den kvasidielektriske resonator åpner dermed en mulighet for å kunne bygge hoyselektive og dempningsfattige filterstrukturer også i stripline-teknikken, mens dette hittil bare kunne virkeliggjøres med de voluminose hulrom-resonatorer.

To eksempler på sammenkobling av QD-resonatorer til trekrets-filtere er skjematisk vist i fig. IB og 1C. I fig. IB er resonanselementene 1 anordnet i tre atskilte, ved siden av hverandre beliggende kammere 5 og magnetisk koblet via huller 6 i skille-veggene. Dielektriske hulsylindere 7 tjener til avstotting av resonanselementene. Tilkoblingen av filteret til ledningen skjer kapasitivt ved hjelp av stiftene 8. Fig. 1C viser en anordning av tre QD-resonatorer i form av et Å /2-"side-coupled" filter i triplate-teknikk. Mellom lederplatene 9 med bærersubstratene 10 foreligger et tredje isolasjonssjikt 11, hvis tykkelse er lik resonanselementets 1 diameter og som "har utsparinger 12 til opp-tagelse av resonanselementene på steder, som er valgt slik at nettopp den nodvendige filterkarakteristikk opptrer ved de aktuelle koblingsfaktorer. Ved hjelp av ledninger 13 er filteret til-passet koblingens bolgemotstand ZQ.

Det foreligger allerede konkrete muligheter for virkeliggjøring av den foreslåtte QD-resonator, idet forskjellige passende dielektrika allerede er kjent. Den generelle anvendelse av resonatoren, især for filterkoblinger i stripline-utfdreise, er overveiende et teknologisk problem. Resonatoren kunne i mange tilfelle av overforingsteknikk, særlig der det kommer an på hoyse-lektiv og/eller dempningsfattig filterstruktur ved minimale dimensjoner, med fordel erstatte de i dag benyttede anordninger (stripline-filter, koaksial- og hulrom-resonatorer.

Claims (17)

1. Resonator for høyfrekvente, elektromagnetiske svingninger, som har en høy godhetsfaktor (Q-verdi) selv ved et li-te volum, karakterisert ved at det i det indre av en elektromagnetisk skjermet hulsylinder, som består av et materiale med lav dielektrisitetskonstant er anordnet en dielektrisk tråd av et materiale med høy dielektrisitetskonstant, at det i den dielektriske tråd eksiteres en Eom-bølge (sirkulært H-felt, m = 1,2,3...) og at dimensjonene av den dielektriske tråd, med henblikk på lengde, fortrinnsvis i form av en koaksial, ved endene åpen ^/2-resonator hhv. et heltallig multiplum derav, i avhengighet av dielektrisitetskonstan-tene av de to materialer og den aktuelle resonansfrekvens, er valgt slik at det i rommet for den dielektriske hulsylinder i det minste tilnærmet oppstår en stående TEM-bølge.

2. Resonator som angitt i krav 1, karakterisert ved at den E om-bolge som eksiteres i den dielektriske tråd er en EQ1-bolge (TMQl-modus).

3. Resonator som angitt i krav 1 eller 2, karakterisert ved at det hulsylindriske materiales (2) permeabilitet ylL, og den dielektriske tråds (1) permeabilitet ^/tt^ er lik vakuum-permeabiliteten og at det hulsylindriske materiales dielektrisitetskonstant £ ^ i det minste tilnærmet er lik vakuum-dielektrisitetskonstanten £ o, mens den dielektriske tråds (1) dielektrisitetskonstant £-er betydelig hoyere.

4. Resonator som angitt i krav 1, 2 og 3, karakterisert ved at materialet med lavere dielektrisitetskonstant (2) er overveiende luft.

5. Resonator som angitt i krav 1-4, karakterisert ved at den elektromagnetiske skjerm er et sirkelsylindrisk metallror.

6. Resonator som angitt i krav 1-4, karakterisert ved at den elektromagnetiske skjerm består av minst en metallplate.

7. Resonator som angitt i krav 1-6, karakterisert ved at den dielektriske tråd (1) består av et plastmateriale.

8. Resonator som angitt i krav 1-6, karakterisert ved bruk av en dielektrisk tråd (1) av keramisk materiale.

9. Resonator som angitt i krav 1-6, karakterisert ved at det som dielektrisk tråd (1) benyttes en glasstråd.

10. "Resonator som angitt i krav 1-6, karakterisert ved at den dielektriske tråd består av en mono-krystall.

11. Resonator som angitt i krav 1-9, karakterisert ved at den dielektriske tråd (1) i det minste tilnærmet har sirkulært tverrsnitt.

12. Resonator som angitt i krav 1-11, karakterisert ved at den dielektriske tråd (1) er konsentrisk anordnet i den dielektriske hulsylinders (2) indre.

13. Resonator som angitt i krav 1-12, karakterisert ved at endeflatene av den dielektriske hulsylinder er svakt buet og/eller at endekantene er avrundet.

14. Resonator som angitt i krav 1-13, karakterisert ved at den dielektriske tråd er spiralformet anordnet langs en rorformet avskjerming.

15. Resonator som angitt i krav 1-13, karakterisert ved at den dielektriske tråd er spiralformet anordnet mellom to metallplater.

16. Resonator som angitt i krav 1-12, karakterisert ved at et like antall X/2.resonatorer er koblet sammen til en sirkulær ringledning.

17. Anvendelse av en resonator som angitt i krav 1-16 for filterkoblinger, især i frekvensområdet for mikrobølger til mm-bølger, hvor de enkelte resonatorer er bygget sammen i blokk- hhv. plateform og hvor sammenkoblingen skjer ved kapasitivt og/eller induktivt virkende hullkobling hhv. ledningskobling.