SE439080B - Hogfrekvensfilter - Google Patents

Description

7909547-7_ HJ beskrivas i anslutning till fi”. 2(A) till 2(B) och Elg. 5.

Vid konstruktion av ett högfrekvensfilter med god elektrisk karakteristíka är det mycket viktigt hur uppbyggna- den sker av kopplingen mellan varandra intilliggande resona- torer. Kärmare bestämt och oberoende av hur högt Q-värde el- ler liten förlust som resonatorerna har, medför förluster i kopplingsmedlen mellan resonatorerna en ökning av filterför- lusterna. Därför har det varit praxis att åstadkomma kopp- lingen mellan resonansstavarna genom luftgap, åstadkomna ge- nom lämpliga avstånd mellan resonansstavarna i enlighet med fig. 1. Om emellertid resonansstavarna skulle fixeras vid en enda bottenyta 5-l, så skulle kopplingen mellan varandra in- tilliggande resonatorer bli mycket liten, och ett filter med önskad bandbredd skulle ej kunna erhållas.

I fig. 2(A) till 2(C) betecknar heldragna pilar och streckade pilar vektorer för respektive det elektriska fältet och det magnetiska fältet för högfrekvensen. Fig. 2(A) är en horisontell skärningsvy genom fig. 1 med villkoret, att den ena änden för resonationsstavarna l-l och l-2 är kortslutna till en enda ledande bottenyta 5-1, och fig. 2(B) och 2(C) är vertikala skärningsvyer. I figurerna visar 5-5 och 5-4 övre och undre bottenytor, liksom i fig. l.

Kopplingen mellan resonansstavarna l-l och l-2 kommer nu att analyseras genom att separat betrakta den magnetiska kopplingen och den elektriska kopplingen. Man kan lägga mär- ke till att det elektriska fältet och det magnetiska fältet i fig. 2(A) till 2(C) är anordnade i TEM-mod.

Vad gäller den magnetiska kopplingen är øl det hög- frekventa magnetflödet kring resonansstaven l-l, och Ilø är en högfrekvensström, som åtföljer detta flöde øl. Riktning- arna för øl och Ilø är anordnade på sätt som visas i figurer- na. Flödet øz, som induceras runt resonansstaven l-2 genom flödet øl kan ha två riktningar. Den första riktningen visas i fig. 2(A), där øl och øz tar ut varandra i gapet 2-l, med- förande att flödet ø = øl = øz omger båda resonansstavarna l-l och l-2 enligt fig. 2(B). I detta fall kan noteras att 7909547-7 KH en elektrisk ström Igø flyter i resonansstaven l-2 i den rikt- ning som visas i ritningen, på grund av flödet ø. Sålunda sker den magnetiska kopplingen enligt fig. 2(B) med kopplinge- koefficienten kø. Den andra riktningen för ø, som induceras på resonansstaven 1-2 genom flödet øl avser det fall, att flö- det øe har en riktning motsatt riktningen i fig. 2(A), och i detta fall kommer bada flödena øl och øz att existera i gapet 2-l enligt fig. 2(C), och det föreligger ingen koppling mel- lan øl_och øz (fig. 2(C)).

Kopplingen genom det elektriska fältet kommer nu att analyseras. El är det högfrekventa elektriska fält som ema- nerar fràn ytan till resonansstaven 1-l, och IlE är en hög- frekvent elektrisk ström, som àtföljer det elektriska fältet El. Riktningarna för El och IIE är visade i figurerna. Det elektriska fält E2, som induceras på ytan till resonansstaven l-2 genom det elektriska fältet El kan ha tvà riktningar.

Den första riktningen visas i fig. 2(A) där El och E2 är öm- sesidigt kontinuerliga i gapet 2-l, så att det elektriska fäl- tet E = El = E2 omger båda resonansstavarna l-l och l-2 en- ligt fig. 2(C). I detta fall kan man lägga märke till att en elektrisk ström I2E flyter i resonansstaven l-2 i den rikt- ning som visas i figuren, på grund av det elektriska fältet E.

Sålunda sker den elektriska kopplingen på sätt som framgår av fig. 2(C) med kopplingskoefficienten k . Den andra riktning- en för E2, som induceras på resonansstaven l-2 av det elekt- riska fältet El är det fall, då fältet E2 har motsatt rikt- ning jämfört med fig. 2(A), och i detta fall föreligger ett elektriskt fält såsom visas i fig. 2(B), och det föreligger ingen koppling mellan de elektriska fälten El och Ez.

De ovan beskrivna fyra kombinationerna är ej ömsesi- digt oberoende, på grund av det elektromagnetiska fältets na- tur, och de kan summeras till två kvantiteter, nämligen den magnetiska fältkopplingen kø enligt fig. 2(B) och den elekt- riska fältkopplingen kE enligt fig. 2(C).

Man kan nu betrakta strömriktningarna i fig. 2(A).

Närmare bestämt är riktningarna för Ilø och IlE inbördes li- ka, och riktningen för Iaø är motsatt den för IEE. Följakt- 7909547-7 ligen kan storleken av kopplingen klg mellan resonansstavarna l-1 och l-2 uttryckas genom: *12 = Û-“ø ' *m7 (1) Följaktligen kan relationerna mellan kl2, kø och kE definie- ras av formeln (l). Variationen för kl2 i beroende av avstån- det (x) mellan resonansstavarna 1-1 och l-2 framgår av fig. 5.

Detta beror på att både kø och kB monotont avtar med avstån- det (X), på grund av elektromagnetismens principer. Eftersom emellertid kopplingen mellan resonatorerna i fig. 2(A) till 2(C) sker i TEM-mod (Transverse Electric Magnetic mode), då absolutvärdet för kopplingskoefficienten är mycket litet samt vidare, eftersom kopplingskoefficienten kla minskar med av- ståndet (x), så måste detta avstånd (x) vara mycket litet för att erhålla tillräcklig kopplingskoefficient för ett praktiskt filter. I ett verkligt filter kan emellertid detta avstånd (X) ej vara tillräckligt litet för att åstadkomma den erfor- derliga kopplingskoefficienten, och därför kan ett filter, där resonatorer är anordnade på en enda ledande vägg ej prak- tiskt åstadkommas, varför man istället arrangerat resonatorer interdigiterande på sätt som framgår av fig. l.

I fig. 4 visas en perspektivvy av ett annat konventio- nellt filter, nämligen ett filter av kamtyp, vilket kommit till användning inom VHF-banden och de lågfrekventa mikrovågs- banden. I figuren betecknar referenssiffrorna ll-1 till ll-5 ledande resonansstavar, som har ena änden fri, medan den mot- satta änden är kortsluten till den ledande väggen 15-1 i ett ledande hölje 15. Längden för varje resonansstav ll-l till ll-5 väljes något kortare än en kvarts våglängd. Resonanssta- ven fungerar som en induktans (L), och kapacitans (C) åstad- kommes vid resonansstavarnas huvuden för uppnående av reso- nansvillkoret. Vid det visade utförandet åstadkommes denna kapacitans genom skivorna lla-1 till lla-5, och den ledande bottenväggen 15-2 i höljet 15. Gapen 12-l till 12-4 mellan de enskilda resonansstavarna ger den nödvändiga kopplingen mellan dessa. Ett par antenner 14 är anordnade för inkopp- ling mellan filtret och yttre kretsar. s 7909547-7 Vid denna typ av filter är resonansstavarna ll-1 till ll-5 fästade på en enda bottenvägg 15-1, och tillverknings- kostnaden kan minskas, såvitt avser denna punkt, men en nack- del är att tillverkningen av kapacitanserna (C) med en nog- grannhet av exempelvis några procent, är ganska besvärlig, varför någon kostnadsbesparing totalt ej uppnås. Därför är den fördel som uppnås med filter av kamlinjetyp bara att så- dana filter kan göras mindre än interdigitala filter.

I fig. 5 visas en perspektivvy av ett konventionellt dielektriskt filter. I figuren betecknar 21-1 till 21-5 di- elektriska resonatorer, var och en med lämplig tjocklek och där tvärsnittsdímensionerna vanligen är valda för att till- fredsställa resonansvillkoren, medan resonatorernas längder bestämmas genom beaktande av sådana faktorer som värdet på obelastat Qu, och/eller diverse karakteristikor. Resonato- rerna 21-1 till 21-5 är fästade vid en dielektrisk platta 25-1, som har liten dielektricitetskonstant och är placerad i ett skärmande hölje 25. Mellan resonatorerna föreligger gapen 22-l till 22-4, anordnade för att uppnå önskad kopp- lingsgrad mellan varandra intilliggande resonatorer. Det fö- religger även ett par drivantenner 24 för inkoppling av filt- ret till en yttre krets.

Emellertid medför denna typ av filter den nackdelen, att de enskilda resonatorerna blir ganska stora, även om di- elektricitetskonstanten för materialet i resonatorerna är så stor som möjligt. Det är därför knappast praktiskt att i praktiken använda detta slag av filter inom VHF-banden och de làgfrekventare mikrovågsbanden.

Från en artikel, FUJITSU SICENTIFIC AND TECHNICAL JOURNAL, december l968, sid 29 - 53, är ett mikrovågsfilter känt, där som resonatorer fungerar flera ledande stavar, fästade vid ett enda ledande plan. För att uppnå koppling mellan tvâ resonatorer finns en kopplingsstav mellan reso- natorerna, sidlänges riktad. Denna sidlängesstav stör den elektriska eller den magnetiska kopplingen, så att de båda kopplingarna ej upphäver varandra. Detta betyder att resona- torerna vid detta mikrovågsfilter blir kopplade till varandra på grund av närvaron av denna sidlängesstav. 79095474 s Vidare är genom DE-PS 12 28 011 känt ett avstämbart bandfi1ter för mycket korta eiektromagnetiska vågor, vi1ket är uppbyggt i en1ighet med ingressen ti11 nedanstående patent- krav 1 och där die1ektriska remsor användes för att störa jäm- vikten me11an den e1ektriska kopp1ingen och den magnetiska kopp- 1ingen, så att dessa båda kopp1ingar ej upphäver varandra. Ett i denna skrift beskrivet kam1edningsfi1ter har en uppbyggnad 1iknande det högfrekvensfi1ter som beskrivits ovan med hänvis- ning ti11 fig. 4, varvid eme11ertid skivorna 11a-1 - 11a-5 er- satts med de nämnda e1ektriska remsorna, vi1ka de1vis täcker stiften i kam1edningen.

Genom DE-PS 8 25 102 är känd en 1edningsanordning, där kopp1ingse1ement är anordnade me11an enski1da resonatorer, var- vid kopplingseïementen i motsats ti11 de ovan med hänvisning ti11 fig. 1 beskrivna, utgår från samma vägg som resonatorerna.

S1ut1igen är även genom DE-OS 19 18 356 känt ett mikro- vägs-kamfiiter, som väsent1igen består av en rad av med varandra kopplade stämp1ar, som vid ena änden är sammankopp1ade med en meta11isk kortsïutningsvägg. Stämpe1n på ingångssidan och stäm- pe1n på utgângssidan är sammankopp1ade med var sin inkopp1ings- respektive utkopplingsïedning. 1 Med utgångspunkt från det in1edningsvis beskrivna hög- frekvensfi1tret avser uppfinningen att så förbättra ett dy1ikt, att det i princip ej behövs några kopp1ingse1ement me11an de enski1da resonatorerna.

Denna uppgift 1öses vid ett högfrekvensfi1ter en1igt ingressen ti11 patentkrav 1 en1igt uppfinningen genom de sär- drag som anges i dess kännetecknande de1.

Högfrekvensfi1tret en1igt uppfinningen kan göras mindre än exempe1vis det genom DE-PS 12 28 011 kända bandfiïtret, efter- som resonatorernas 1ängd i förhå11ande ti11 resonatorerna en1igt denna patentskrift kan göras kortare. Vid uppfinningen är resona- torernas mitt1edare fu11ständigt täckta av de die1ektriska kropp- 1 arna, vi1ka har högre die1ektricitetskonstant än luft. Den fria 1uftspa1ten me11an de enski1da resonatorerna respektive de e1ek- triska kropparna ti11försäkrar god kopp1ing Luftspa1tsbredden vä1jes a11t efter önskad koppiings- koefficient för fi1tret e11er a11mänt de önskade fi1teregen- skaperna respektive den önskade fi1terkarakteristikan. 7 7909547-7 Slutligen utnyttjar högfrekvensfiltret kopplingseffekten mellan resonatorerna på grund av förskjutningsströmmen genom yt- TEM-mod och ïedningsströmmen genom TEM-mod. Pâ grund härav kan koppïingselement för âstadkommande av koppling mellan resona- torerna elimineras.

Fördeïaktíga utföríngsformer av uppfinningen framgår av underkraven.

Ovanstående och andra syften, egenskaper och fördelar enligt uppfinningen framgår tydligare av den följande beskriv- ningen med hänvisning till ritningarna.

Fig. 1 visar konstruktionen av ett högfrekvensfilter av tidigare känd konstruktion.

Fig. 2(A), fig. 2(B) och fig. 2(C) visar det elektris- ka fältet och det magnetiska fältet i det tidigare kända filt- ret.

Fig. 5 visar ett diagram över kopplingskoefficientens (klz) beroende av avståndet (x) mellan ett par resonatorer.

Fig. 4 visar konstruktionen hos ett annat, tidigare känt högfrekvensfilter.

Fig. 5 visar konstruktionen hos ännu ett annat,-tidi- gare känt högfrekvensfilter.

Fig. 6 visar en konstruktion av ett högfrekvensfilter enligt föreliggande uppfinning.

Fig. 7(A) och 7(B) visar tvärsnittsvyer av en resona- tor i filtret i fig. 6.

Fig. 8 visar det elektriska fältet och det magnetiska fältet i filtret.

Fig. 9 visar en graf över kopplingskoefficientens (klg) beroende av avståndet (x) mellan ett par resonatorer i det föreliggande filtret.

Fig. 10 visar en modifierad konstruktion av det upp- finningsmässiga filtret.

Fig. ll visar konstruktionen för ett annat modifierat utföringsexempel.

Fig. 12 visar konstruktionen vid ytterligare en modi- fikation av det uppfinningsmässiga filtret.

I fig. 6 visas ett utföringsexempel av ett högfrokvens- filter enligt föreliggande uppfinning, vilket har fem resona- 7909547-7 8 torer. I figuren betecknar 51-1 till 51-5 resonatorer, och ledare 5la-l till 5la-5 är insatta i resonatorernas 51-1 till 51-5 mittpartier. De dielektriska kropparna 5lb-l till 5lb-5 omger centrumledarna 5la-l till 5la-5. Tvärsnittsformen för både den dielektriska kroppen och centrumledaren är i detta fall cirkulär. Man inser emellertid att tvärsnittet inte be- höver vara cirkulärt utan att varje tvärsnittsform är möjlig enligt uppfinningen. Längden för varje resonator väljes till omkring en kvarts våglängd, och den ena änden till ledarna 51a-l- till 5la-5 är kortslutna till en enda bottenyta 55-1 i det ledande höljet 55, medan deras motsatta ändar är friståen- de med tillräckligt avstånd till en annan bottenyta 55-2 i det ledande höljet 55. För att koppla varandra intilliggande resonatorer är luftgap 52-l till 52-4 med lämplig storlek an- ordnade, och antenner 54 är anordnade för att koppla de ytter- sta resonatorerna till en yttre krets. 53-5 är en undre le- dande yta i höljet, och 55-4, som ej är visad, är en överyta, och följaktligen är höljet 55 helt slutet av ledande väggar, och höljets 55 inneryta bildar en sluten vàgledare för av- skärmning mot vågutbredning i Z-riktningen, så att konstruk- tionen motsvarar en avskuren vågledare med däri anordnade re- sonatorer med förutbestämda mellanrum.

Man ser av fig. 6 att resonatorerna är försedda med mittledare, och att en dielektrisk kropp omger respektive centrumledare, samtwddare att inga medel är anordnade mellan resonatorerna för att öka kopplingskoefficienten, utom ett luftgap. Dessa tvâ strukturer är viktiga kännetecken för föreliggande uppfinning.

Detta filters funktion kommer nu att beskrivas.

I fig. 7(A) och fig. 7(B) visas horisontella snitt genom en resonator i filtret i fig. 6. iI fig. 7(A) är D dia- metern för den cylíndriska dielektriska kropp som omger cent- rumledaren, Da är diametern för centrumledaren, som är insatt i den dielektriska kroppen, och /gär resonatorns längd. Re- sonansvillkoret för resonatorn är följande. 7909547-7 7*s=\/l¿_7\° (2) 7\ .SL ° f ll där C betecknar ljushastigheten, 10 är våglängden i fria rum- met, lg är våglängden i resonatorerna i deras längdriktning, E r är resonatorernas effektiva dielektricitetskonstant. Det- ta Eir är i regel olika jämfört med dielektricitetskonstanten för själva materialet i den dielektriska kroppen till en reso- nator, eftersom den föreliggande resonatorn är en kombination av en centrumledare och en omgivande dielektrisk kropp. Vid exempelvis ett utförande, där dielektricitetskonstanten för själva den dielektriska kroppen är Ezro = 20, är den effekti- va dielektricitetskonstanten éI?= 10. f betecknar resonans- frekvensen. I figuren betecknar linjen AB ett kortslutnings- plan för kvartsvåglängdsresonatorerna, genom en ledande vägg.

Om den ledande väggen, motsvarande linjen AB, ej existerade, skulle högersidan av fig. 7(A) verka som ett tillägg, medfö- rande en funktion som en halvvàglängdresonator med längden 22.

Fig. 7(A) visar det elektriska fältet. I figuren är Ea det elektriska fältets komponent i resonatorns längdrikt- ning och E'¿ är detta elektriska fälts däremot vinkelräta kom- ponent. Fig. 7(B) visar den elektriska strömmen, och Im är strömmen på oentrumledarens yta, medan I' är strömmen på den m ledande väggen AB, I¿ är den Eaxwellska förskjutningsströmmen som motsvarar strömmen E¿f, och I'd är den haxwellska för- skjutningsström som svarar emot strömmen E'¿.

För att förhindra att ett dielektriskt fält läcker ut utanför den dielektriska kroppen är värdet D företrädesvis fy- ra gånger sà stort som värdet Da.

Fig. 8 visar det elektriskt fältet och det magnetiska fältet, när ett par kvartsvàglängdresonatorer 51-l och Bl-2, vardera med en centrumledare och en denna omgivande dielekt- risk kropp, är anordnade parallellt men med ett gap 52-1 mel- lan sig i en avskuren vàgledare. 7909547-7 10 Nan kan i fig. 8 lägga märke till att svängningsmoden för det elektriska fältet och det magnetiska flödet är den s.k. kopplingsmod, som är kombinationen av TEM-mod (Transverse Electric-Magnetic mode), och yt-TE-moden, på grund av närva- ron av förskjutningsströmmen i den dielektriska kropp som om- ger centrumledaren, medan svängningsmoden vid tidigare kända filter är bara TEM. øl ï Ilø: øa: I2ø:. lm' lm: ld' ia* 12mm: 2dm: I2dm: amd* I2md: Ezaa* zaa* 2mm: I fig. 8 betecknar de angivna symbolerna följande. det högfrekventa magnetflödet runt centrumledaren šla-1, strömmen i centrumledaren šla-l, som induceras av flödet øl, Riktningarna för Ilø och øl visas i figuren, det magnetflöde som induceras runt centrumledaren šla-2 genom nämnda flöde øl,- den ström i centrumledaren Bla-2 som induceras av flö- det øa, Riktningarna för øe och Izø framgår av rit- ningen, ' det högfrekventa elektriska fält som emanerar från ytan till centrumledaren Bla-l, strömmen i centrumledaren šla-1, som induceras av det elektriska fältet Elm, i det högfrekventa elektriska fält som emanerar från den dielektriska kroppen šlb-l, den ström på ytan till den dielektriska kroppen šlb-l, som induceras av det elektriska fältet El¿, det elektriska fält som induceras på centrumledaren Sla-2 av det elektriska fältet Elm, strömmen i centrumledaren 5la~2.som orsakas av den elektriska strömmen Ezmm, i det elektriska fält på ytan till den dielektriska krop- pen šlb-2 genom det elektriska fältet Elm, den ström på ytan till den dielektriska kroppen šlb-2 som orsakas av det elektriska fältet Eedm, det elektriska fält i centrumledaren Bla-2 som orsakas av det elektriska fältet Elå, den ström i centrumledaren šla-2 som orsakas av det elektriska fältet Ezmd, ' det elektriska fält på ytan till den dielektriska krop- pen šlb-2 som induceras av den elektriska strömmen E den förskjutningsström på den dielektriska kroppen šlb-2 som induceras av det elektriska fältet E ld' 2dd' 7909547-7 11 Vad gäller riktningen för de elektriska strömmarna Izø, Izmm, Izmà, I2¿à och Izdm, inses att medursriktningen ut- efter den streckade slingan antages vara positiv, medan den motklocksvisa riktningen utefter den streckade slingan antages vara negativ.

Det bör vidare framhållas att kopplingskoefficienten kl2 mellan den första resonatorn 31-1 och den andra resonatorn 51-2 är den algebraiska summan av kø, kEdm, kEm¿, kEmm kEdd. Därvid är kø kopplingskoefficienten genom magnetflödet mellan flödena øl och øa, kE¿m är kopplingskoefficienten genom det elektriska fältet mellan centrumledaren šla-1 och den di- elektriska kroppen šlb-2, kEmd är kopplingskoefficienten genom det elektriska fältet mellan den dielektriska kroppen šlb-1 och centrumledaren Bla-2, kEmm är kopplingskoefficienten genom det elektriska fältet mellan centrumledaren šla-1 och centrum- ledaren Bla-2, och kE¿¿ är kopplingskoefficienten genom det elektriska fältet mellan den dielektriska kroppen šlb-1 och den dielektriska kroppen šlb-2. och Genom en jämförelse mellan fig. 2(A) till 2(C) med fig. 8 framgår följande. (a) Kopplinfskoefficienten kø genom magnetflödet mel- lan flödena øl och øa är samma som i det fall som visas i fig. 2(B), Det vill säga att kopplingen genom magnetflödet påver- kas ej av närvaron av de dielektriska kropparna. (b) Den elektriska kopplingen kEmm mellan det elekt- riska fältet Elm på centrumledaren Bla-1 och det elektriska fältet Ezmm på centrumledaren šla-2, och den elektriska kopp- lingen kE¿m mellan det elektriska fältet på centrumledaren Bla-1 och det elektriska fältet på ytan till den dielektriska kroppen šlb-2 är anordnade på liknande sätt som den elektris- ka kopplingen som visas i fig. 2(C). I detta fall är rikt- ningen för Igmm, som induceras av det elektriska fältet Ezmm motsatt riktningen för Izdm, som induceras av det elektriska fältet E2¿m, och riktningen för Izmm är motsatt riktningen för Izø, såsom visas i fig. 8. Följaktligen är tecknet för kEmm skilt från tecknet för kEdm, och tecknet för kEmm är skilt från tecknet för kø. ?909547-7 12 (c) Den elektriska kopplingen kEm¿ mellan det elekt- riska fältet El¿ på ytan till den dielektriska kroppen Blb-l och det elektriska fältet E2m¿ på centrumledaren šla-2, samt den elektriska kopplingen kEdd mellan det elektriska fältet El¿ på ytan till den dielektriska kroppen šlb-l och det elekt- riska fältet E2¿¿ pà ytan till den dielektriska kroppen šlb-2 är likaså anordnade på liknande sätt som den elektriska kopp- lingen som visas i fig. 2(C). I detta fall är riktningen för Izmä som induceras av det elektriska fältet Ezmä, motsatt riktningen för I2¿d, som induceras av det elektriska fältet E2¿d, och riktningen för Izmâ är samma som riktningen för Igø, såsom visas i fig. 8. Följaktligen är tecknet för kEmä skilt från tecknet för kE¿¿, och tecknet för kEm¿ är samma som teck- net for kø.

Följaktligen har följande koefficienter samma tecken som kø: kø' kEdm° kEmd och motsatt tecken i förhållande till kø har följande koeffi- cienter: k och kl Emm fidd° Detta medför att det totala beloppet av kopplingen kl2 mellan resonatorerna 51-l och 51-2 kan uttryckas på föl- jande sätt. klz = l (kø + kEdm + kEmd) " (kEmm + kma) | (5) Följande slutsatser kan dragas av uttrycket (3). (a) När avståndet (X) mellan två resonatorer är till- räckligt litet (X e>O), gäller följande uttrycket: kø 2> kEdm, kø kEmd, samt kEd¿ kEmm. Koefficienterna kE och , k kEmm är tillräckligt små, eftersom längden mellan :gå cšïgrum- ledare och/eller en ledare och ytan till den dielektriska krop- pen är större än avståndet mellan de två resonatorernas di- elektriska kroppars ytor. Koefficienten kEdd är stor, efter- som avståndet mellan ytorna till de två dielektriska kroppar- na är litet i detta fall, och kø är stor, eftersom den magne- tiska kopplingen sker på sätt som framgår av fig. 2(B). Ut- trycket (5) kan därför approximeras såsom: I k12 = I kø ' Eda Y Cša) stf-öm GU AUTY 7909547-7 13 Vidare gäller kø ä kEdd, eftersom dessa båda värden är nära vardera maximivärdet, när avståndet X är nära noll. När så- lunda x är nära noll (x = O), är värdet kl2 nära noll (kla ä O). (b) När x är mindre än det förutbestämda värdet, mins- kar både kø och kE¿¿ med en ökning av värdet på x, och i det- ta fall minskar kEdä snabbare än kø för en och samma ändring av x. När sålunda värdet x ökar inom det nämnda förutbestäm- da värdet, ökar värdet kl2.

Dessa egenskaper kan teoretiskt förklaras på följande sätt. Gapet 52-l i fig. 8 kan betraktas som en avskuren våg- ledare, och kopplingarna k och kEdd betraktas såsom alstrare av en TE-väg (H-våg), respektive en TM-våg (E-våg). Vid exem- pelvis en rektangulär vågledare med en kvot mellan höjd och bredd om 1:2 har dämpkonstanterna för varje mod följande in- bördes förhållande.

“Trio C “mroi 4 “Treo '<“rr11 = “TM11 där aTElO, aTEOl, aTE2o, aTEll och aTNll är dämpkonstanterna för respektive moder TEIO, TEOI, TEEO, TEll och Tfill. Därför bör man lägga märke till att dämpkonstanten för TE-vågen, in- klusive moderna med höga ordningstal, är väsentligt mindre än motsvarande för TM-moder. Detta faktum leder till slutsatsen (b)- (c) När värdet X överskrider det förutbestämda vär- det xo, blir absolutvärdena för kø och kfidd små. När följakt- ligen värdet x ökar i det intervall, där x är större än X0, blir kopplingskoefficíenten kle liten.

Fig. 9 visar det experimentella resultatet för värdet på kopplingskoefficienten klz under villkoren att D = 15 mm, na = 4 mm, ß = 26 mm, med den effektiva specifika aieiektrici- tetskonstanten.Er för den dielektriska kroppen i huvudsak = 10, samt med innerdimensionerna för det skärmande, ledande nöljem 15 X 52 (mma).

Som kan utläsas av fig. 9, erhålles det maximala vär- det kmax för kopplingskoefficienten, när gaplängden mellan resonatorerna är rätt avpassad. Maximivärdet kmax beror av dimensionerna för olika partier samt av dielektricitetskons- tanten âr. 7909547-7 14 Följaktligen kan den önskade kopplingskoefficienten erhållas genom avpassad dimensionering av gaplängden x mellan enskilda resonatorer. I allmänhet fordrar resonatorerna vid ändarna den största kopplingskoefficienten.

Det förtjänar påpekas i fig. 9, att det faktum att maximal kopplingskoefficient kmax erhålles då avståndet x ej är noll, är en viktig lärdom enligt uppfinningen. Denna egen- skap erhålles på grund av förekomsten av den specifika struk- turen för resonatorn, med en dielektrisk kropp omgivande centrumledaren. Om ingen dielektrisk kropp omger centrumle- daren och resonatorn består av bara en ledare, så erhålles ett beroende av kopplingskoefficienten av avståndet enligt fig. 5.- Vidare är absolutvärdet för detta kmax väsentligt större än vad som är fallet i fig. 5, eftersom kopplingen mellan två resonatorer erhålles ej blott genom TEH-mod utan även genom yt-TH-mod.

Under beaktande av det nödvändiga värdet för kopp- I lingskoefficienten kla vid vanliga filter är det möjligt att välja intervallet för värdet på X från 0,5 mm till 5,0 mm.

Följaktligen är gaplängden x liten och försumbar, jämfört med resonatorernas längd (längden i Z-riktningen enligt fig. 6 ochêän Det bör sålunda inses att föreliggande uppfinning är synnerligen effektiv för att åstadkomma en miniatyrisering av ett filter. Eftersom det vidare är tillräckligt att anordna små gap mellan resonatorer för koppling av dessa och inga kopp- lingsmedel föreligger, förekommer inga insättningsförluster på grund av kopplingsmedlen.

Det kan förtjänas nämnas att när kopplingskoefficien- ten måste kunna finjusteras, ett kopplingsstyrmedel kan anord- nas mellan resonatorer.

Fig. 10 visar en modifikation av det föreliggande filtret, där ett dylikt kopplingsstyrmedel förekommer. I fig. lO är dielektriska stavar 45-l och 45-2 anordnade mellan reso- natorerna 41-l och 41-2 samt mellan resonatorerna 4l-4 och 41-5, för att öka kopplingskoefficienten. De återstående ga- pen 42-2 och 42-5 har inga kopplingsstyrmedel. Dessa dielekt- riska stavar 45-l och 45-2 är anordnade parallellt med resona- torerna. 7909547-7 15 Fig. ll visar en ledare 46 såsom kopplingsstyrmedel mellan resonatorer för ökning av kopplingskoefficienten. I detta fall är ledaren 46 anordnad vinkelrätt mot resonatorer- naa Fig. 12 visar en annan modifikation för ökning av kopplingskoefficienten. I fig. 12 är centrumledarna i tvâ in- till varandra liggande resonatorer kopplade inbördes medelst en kondensator 47.

Ehuru tvärsnittet av den dielektriska kroppen och centrumledaren är cirkulära, för att möjliggöra en enkel för- klaring, inser man att tvärsnitten kan ha varje annan form.

Som framgår av det ovanstående, erhålles genom före- liggande uppfinning ett högfrekvensfilter med enkel struktur och mycket goda egenskaper, genom användning av resonatorer bestående av en centrumledare och en denna omgivande dielekt- risk kropp. Kopplingarna mellan resonatorer och mellan reso- natorer och ytterkretsar erhålles genom lämpligt avpassade luftgap. Ehuru den föregående förklaringen hänför sig till resonatorer med kvartsvåglängd, är en mångfald modifikationer möjliga, såsom användning av resonatorer med halv våglängd och/ eller användning av andra slag av kopplingsstyrmedel.

Av det föregående framgår att ett nytt och förbätt- rat högfrekvensfilter uppfunnits. Det inses givetvis att de beskrivna utföringsformerna blott är avsedda att illustrera uppfinningen och ej att begränsa dess omfattning. För upplys- ning om uppfinningens omfattning bör hänvisning därför tagas i patentkraven och ej i beskrivningstexten.

Claims (6)

7909541-? ;b P8 ÉQIITJCIIGV

1. Högfrekvensfilter, vari ingår ett slutet, ledande hölje (33) med två vid var sin ände av höljet (3) anordnade in- gångs/utgångselement (34), flera resonatorer (31-l till 31-5) anordnade i höljet på en rad mellan íngångslutgångselementen (34). vilka resonatorer med ena änden är fästa vid en ledande vägg (za-i) i nöljac (33). och nar andra änden fri. och vilkas inbördes avstånd är valda i motsvarighet till filtrets önskade kopplingskoefficienter. samt vardera uppvisar en mittledare (3la-l till 3la-5) och en denna mittledare omgivande dielek- trisk kropp (3lb-1 till 31b-5), k ä n n e t e c k n a t av att varje mittledare (3la~1 till 3la-5) över hela sin längd är omgiven av en egen dielektrisk kropp (31h-1 till 3lb-5) samt att de dielektriska kropparnas ytterytor och därmed de enskil- da resonatorerna är omgivna av luft.

2. Högfrekvensfilter enligt krav 1, k ä n n e t e c k n a t av ett justerelement (45-1. 45-2; 46, 47). anordnat i luft- spalten mellan tvâ resonatorer (fig. 10. 11. 12).

3. Högfrekvensfiilter enligt krav 2, k ä n n e t e c k n a t av att justerelementet (45-1, 45-2; 46. 47) är en díelektrisk stav (45-1, 45-2). vilken är parallell med resonatorerna (41-l till 41-5) och vars ena ände är fästad vid samma ledande vägg, vid vilken resonatorerna är fästade (tig. 10).

4. Högfrekvensfilter enligt krav 2, k ä n n e t e c k n a t av att justerelementet är en vinkelrätt mot resonatorn anord- nad ledande stav (fig. ll).

5. Högfrekvensfilter enligt något av krav 1 - 4. k ä n n e - t e c k n a t av att längden för varje resonator är en fjär- dedel av våglängden åš i resonatorn i resonatorernas längd- riktning.

6. Högfrekvensfilter enligt något av krav 1 - 4, k ä n n e - t e c k n a t av att varje resonators längd är hälften av våglängden Åg í resonatorn i resonatorernas längdriktning.