DE2727485A1

DE2727485A1 - Resonator fuer hochfrequente elektromagnetische schwingungen

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Publication number: DE2727485A1
Application number: DE19772727485
Authority: DE
Inventors: Alfred Kaech
Original assignee: Patelhold Patenverwertungs and Elektro-Holding AG
Current assignee: Patelhold Patenverwertungs and Elektro-Holding AG
Priority date: 1977-05-20
Filing date: 1977-06-18
Publication date: 1978-11-23
Also published as: CH617039A5; US4318064A; JPS53144647A; NO148127B; SE429176B; GB1602541A; NO148127C; FR2391569B1; NO781719L; NL7805443A; FR2391569A1; SE7805587L

Description

301/77 Me/dh

PATELHOLD Patentverwertungs- und Elektro-Holding AG, Glarus

Resonator für hochfrequente elektromagnetische Schwingungen

Die Erfindung betrifft einen Resonator für hochfrequente elektromagnetische Schwingungen, welcher auch bei kleinem Volumen einen hohen Gütewert aufweist.

Die wichtigsten Kenngrössen eines Resonators für elektromagnetische Schwingungen sind seine Resonanzfrequenz f und die unbelastete Güte oder Eigengüte Q . Die bekannten Bauformen lassen sich im Prinzip in offene und geschirmte Systeme aufteilen. Zur ersten Gruppe gehören u.a. der Fabry-Perot-Resonator, die Microstrip-Resonatoren und gewisse dielektrische Resonatoren, zur zweiten Gruppe z.B. ' die verschiedenen Koaxial- und Hohlraumresonatoren, Triplate-Resonatoren und auch dielektrische Resonatoren. Ihre Anwendung erfolgt im allgemeinen in frequenzbestimmenden Schaltungen, z.B. in Form von Bandfiltern oder Bandsperren. Von praktischer Bedeutung sind insbesondere die Microstrip-

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und Triplate-Resonatoren in Schaltungen mit weniger hohen Selektionsanforderungen sowie die Koaxial- und Hohlraumresonatoren in Schaltungen mit höherem bis sehr hohem Selektionsvermögen.

Microstrip- resp. Triplate-Resonatoren sind Schaltelemente in der unsymmetrischen resp. symmetrischen Stripline-Technik. Uebliche Bauformen sind der offene λ/2-Resonator, der Kreisscheibenresonator und der Kreisringresonator. Besondere Vorteile sind die gute Reproduzierbarkeit, kleines Bauvolumen, hohe Betriebssicherheit, preisgünstige Anfertigung. Nachteilig dagegen ist die geringe Eigengüte infolge der hohen galvanischen Verluste. Beim Microstrip-Resonator kommen noch die etwa gleich grossen Abstrahlungsverluste hinzu, wogegen die dielektrischen Verluste durchweg praktisch kaum ins Gewicht fallen. Stripline-Bandfilter haben deshalb relativ hohe Durchlassdämpfung und ein schlechtes Selektionsvermögen. Sie eignen sich vorwiegend für Schaltungen, an deren Uebertragungsqualität keine besonderen Anforderungen gestellt werden.

Dielektrische Resonatoren sind Volumenschwinger und werden in Form von Scheiben, Ringen, Zylindern, Quadern in Streifenleitungen wie auch in Hohlräumen eingesetzt. Die Gruppe der offenen Resonatoren kann man in ein-, zwei- und dreidimensional offene unterteilen. Damit ein offener Resonator schwing-

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fähig ist, muss das elektromagnetische Feld in der (oder den) offenen Richtung(en) nach einer Exponential- oder modifizierten Hankelfunktion abnehmen, welches Verhalten von den Abmessungen und Materialkonstanten des dielektrischen Körpers und der jeweiligen Betriebsfrequenz abhängt. Der jeweilige Gütefaktor richtet sich beim ein- und zweidimensional offenen Resonator nach den dielektrischen und galvanischen Verlusten, beim dreidimensional offenen nach den dielektrischen und den abgestrahlten Verlusten. Besonders günstige Q -Werte

erhält man beim allseitig geschirmten Resonator, falls die Weite der Abschirmung mindestens etwa der doppelten grössten Abmessung des dielektrischen Resonators entspricht. Höhere Gütewerte als der Eigenwert ctg J" des dielektrischen Stoffes ((J = Verlustwinkel) lassen sich jedoch beim dielektrischen Resonator nicht erreichen.

Obschon der dielektrische Resonator in der Literatur ausführlich beschrieben ist, findet man nur wenige konkrete Anwendungen. Nachteilig sind insbesondere die relativ kleinen Abstände der nächsthöheren Oberschwingungen. Ferner ist der Aufbau von Filterstrukturen mit gewissen Problemen verbunden. Um geringe Durchlassdämpfungen zu erhalten, sind sehr verlustarme Dielektrika erforderlich.

Koaxiale "^/^-Resonatoren werden besonders in Topfkreisform für Mehrkreisfilter verwendet, z.B. als Bandfilter mit kamm-

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artig (combline) oder fingerartig (interdigital) angeordneten Leiterstrukturen. Bevorzugtes Frequenzgebiet: 500 MHz bis etwa 5 GHz, wobei sich Eigengüten bestenfalls von Q = 2000-3000 erzielen lassen.

Hohlraumresonatoren gelangen vorwiegend in Schaltungen zur Anwendung, wo bei möglichst geringen Uebertragungsverlusten eine hohe Selektion gefordert wird, z.B. für Antennenfilter in hochempfindlichen Mikrowellenempfängern. Die erzielbaren Eigengüten liegen, wenn man von Spezialfallen absieht, im Bereich Q = 5000-10000. Nachteilig sind das relativ grosse Volumen im tieferen Frequenzgebiet sowie der nicht unerhebliche mechanische Aufwand. Zwecks Gewichtsersparnis werden als Resonatoren auch metallisierte Keramikkörper verwendet, welche Konstruktionen ebenfalls teuer und aufwendig sind.

Erfahrungsgemäss kann man bei allen bekannten Resonatorarten hohe Eigengüten nur mittels grosser Leiteroberflächen bzw. grosser Feldvolumina erzielen. Diese Tatsache ist effektiv, wie eine nähere Betrachtung zeigt, eine Folge der Isotropie des jeweils im Resonatorraum vom elektromagnetischen Feld durchsetzten Mediums.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen Resonator für elektromagnetische Schwingungen zu schaffen, welcher auch bei kleinem Volumen einen hohen Gütewert aufweist.

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- sr-

Erfindungsgemäss wird dies dadurch erreicht, dass im Innern eines elektromagnetisch geschirmten, aus einem Stoff mit geringer Dielektrizitätskonstante bestehenden Hohlzylinders ein dielektrischer Draht aus einem Stoff mit hoher Dielektrizitätskonstante angeordnet ist, dass im dielektrischen Draht eine E -Welle (kreisförmiges H-FeId, m = 1,2,3...) angeregt wird und dass die Abmessungen des dielektrischen Drahtes, bezüglich Länge vorzugsweise im Sinne eines koaxialen, an den Enden offenen "X/2-Resonators (oder einem ganzzahligen Vielfachen davon), in Abhängigkeit von den Dielektrizitätskonstanten der beiden Stoffe und der jeweiligen Resonanzfrequenz so gewählt sind, dass sich im Räume des dielektrischen Hohlzylinders zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle einstellt.

Im einfachsten Fall können der elektromagnetische Schirm aus einem kreisförmigen Metallrohr und der dielektrische Hohlzylinder vorwiegend aus Luft bestehen. Ferner ist die im dielektrischen Draht angeregte E -Welle vorzugsweise die E_n,-Welle (TM -Mode).

Die Erfindung sei nunmehr anhand der Figuren und einiger mathematischer Darlegungen näher erläutert.

In Fig. IA ist ein bevorzugter Aufbau des erfindungsgemässen Resonators in der Längs- und Queransicht dargestellt. Der

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dielektrische Draht 1 mit den Materialkonstanten u (Permeabilität) und £ (Dielektrizitätskonstante) und dem Durchmesser D₁ ist konzentrisch in einem kreiszylindrischen Metallrohr 3 mit dem Innendurchmesser D angeordnet. Das Medium 2 im Zwischenraum - z.B. Luft - habe (im Mittel) die Materialkonstanten u„, <fp, wobei voraussetzungsgemäss möglichst Up £~ <<^ /U £ sein soll. Der Durchmesser D und die Länge I des dielektrischen Drahtes 1 sind so gewählt (vgl. unten: Theoretische Ergebnisse), dass bei der jeweiligen Resonanzfrequenz im Aussenraum 2 zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle auftritt.

Fig. 2 zeigt ein Momentbild des Feldverlaufes, welcher sich bei Anregung der E_n-WeIIe im dielektrischen Draht gemäss der Erfindung einstellt. Wegen ü ^P^T/H £l ^w^^{rd d}^^{e Je}~ weilige Feldstruktur in radialer Richtung von der Leiterachse her aufgebaut. Durch entsprechende Wahl des Drahtdurchmessers D im Vergleich zu den Materialkonstanten μ ,

£ und ix j £ sowie der jeweiligen Betriebsfrequenz lässt sich daher stets ein Feldverlauf erzwingen, bei dem für E-Wellen die Längskomponente des elektrischen Feldes an der Oberfläche des dielektrischen Drahtes verschwindet. Das elektromagnetische Feld im dielektrischen Hohlzylinder 2, d.h. im Räume zwischen dem dielektrischen Draht 1 und dem Metallrohr 3 (vgl. Fig. IA), gleicht dann exakt demjenigen zwischen Innen- und Aussenleiter einer Koaxialleitung (TEM-

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Welle). Die Phasengeschwindigkeit der sich nach beiden Richtungen ausbreitenden elektromagnetischen Wellen (= stehende Welle) hängt dann nur noch von der Betriebsfrequenz und den Stoff konstanten u „, <f_ des dielektrischen Hohlzylinders 2 ab. Bei einer derartigen Wahl der Länge 6 des dielektrischen Drahtes, dass der jeweilige Phasenunterschied an den Drahtenden gerade 180 (oder ein ganzzahliges Vielfaches hiervon) beträgt, erhält man den erfindungsgemässen Resonator.

Die Wechselwirkung (und Verteilung) der Feldkomponenten ist naturgemäss beim dielektrischen Draht eine andere als die beim galvanisch leitenden. Der Gütefaktor des erläuterten Resonators muss sich deshalb, wie nachstehend auch gezeigt wird, völlig anders verhalten, als dies z.B. beim konventionellen Koaxialleitungsresonator der Fall ist.

Im praktischen Fall muss möglichst μ = u = kx und <f_ = * sein, weil dann bezüglich Einfluss dieser Stoffkonstanten auf den Gütewert die günstigsten Verhältnisse vorliegen (vgl. unten: Theoretische Ergebnisse). Zudem sollte das Trägermedium möglichst verlustarm sein. Sinngemässe Möglichkeiten für die Halterung des dielektrischen Drahtes 1 im Metallrohr 3 sind z.B. Abstützung über zwei dreiarmige Stege aus einem plastischen oder keramischen Stoff (in Fig. IA mit 4 angedeutet), beim ?i/2-Resonator etwa im £/2-Abstand (t = effektive Resonanzlänge), so dass sich deren elektrische

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Störungen wechselseitig aufheben, beim Α-Resonator etwa im /λ/2-Abstand (Spannungsknoten), ferner Fixierung des Drahtes stirn- und/oder mantelseitig mittels dielektrischer Zapfen, den Zwischenraum mit Schaumstoff füllen u.a.m.

Anhand der in Fig. IA dargestellten Grundform des Resonators sind verschiedene Abarten und Weiterbildungen möglich. Λ/4-Resonatoren weisen allerdings wegen der Verluste in der Bodenfläche erheblich geringere Eigengüten auf. Eine günstige Weiterbildung erhält man z.B. bei der Zusammenschaltung von zwei /^-Resonatoren zu einer kreisförmigen Ringleitung. Auf die einzelnen Bauformen wird später (vgl. unten: Technischer Fortschritt) im Zusammenhang mit der Anwendung in Filterschaltungen noch näher eingetreten, wo auch die Erläuterungen zu den Figuren IB und IC enthalten sind.

Der Resonator eignet sich vorzugsweise für Festfrequenzbetrieb. Innerhalb gewisser Grenzen ist aber auch eine Nachstimmung möglich, z.B. mittels kapazitiv und/oder induktiv wirkender Stempel.

Bei dem erfindungsgemäss zwischen dielektrischem Draht und Rohrwand erzwungenen Feldverlauf nach Potenzfunktionen ist ohne Rohr eine Schwingungsanfachung nicht möglich. Auch ohne dielektrischen Draht ist eine Resonanz nicht möglich, solange der Rohrdurchmesser unterhalb des Grenzdurchmessers gehalten wird. Beide Bauteile sind für die Funktionsfähigkeit des Resonanzsystems unerlässlich. Der dielektrische

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Draht bewirkt die Formierung der Feldkomponenten, so dass speziell bei der E -Welle an der Drahtoberfläche keine Längskomponenten auftreten. Das Rohr hingegen sichert die Existenz der TEM-Welle im dielektrischen Hohlzylinder. Der jeweilige Feldverlauf gleicht im dielektrischen Draht nur in radialer Richtung dem in einem dielektrischen Resonator, in der Längsrichtung sowie im Aussenraum dagegen demjenigen eines koaxialen 7>/2-Resonators. Das Resonanzsystem bildet weder einen Hohlraumresonator noch einen echten dielektrisehen Resonator, daher das Kennwort der Anordnung: Quasidielektrischer Resonator, im folgenden kurz auch QD-Resonator genannt.

Das günstige Verhalten des Resonators tritt erst oberhalb einer bestimmten Grenzfrequenz auf, welche vom gewählten Rohrdurchmesser D_? und der DK des dielektrischen Drahtes abhängt. Im hier nicht interessierenden Grenzfall (D, = D_p) entspricht die Anordnung exakt einem eindimensional offenen dielektrischen Resonator. Das Resonanzsystem lässt sich bis ins Frequenzgebiet der mm-Wellen hinauf verwenden. Die konkrete Anwendung ist in erster Linie eine Frage der verfügbaren Dielektrika zur Herstellung des dielektrischen Drahtes. Bei sehr hohen Frequenzen genügen schon Stoffe mit relativ niedrigen Dielektrizitätskonstanten, während im Mikrowellenbereich bis zu den dm-Wellen hinab solche mit höheren bis sehr hohen DK-Werten erforderlich sind.

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Theoretische Ergebnisse

Die grossen Vorteile des vorgeschlagenen Resonators zeigen sich insbesondere im Aufbau der Gütewertformel sowie im Verhalten gegenüber den bekannten Resonatorarten (Stripline-, Koaxial-, Hohlraum-Resonator). Die nachstehenden Darlegungen gelten für streng kreisförmige Leiterquerschnitte. Die Ergebnisse lassen sich jedoch unter bestimmten Bedingungen auch auf Leiter mit anderen Querschnittsformen übertragen (vgl. unten: Technischer Fortschritt), z.B. rechteckig, elliptisch, Anordnungen mit plattenförmiger Abschirmung.

a) Allgemeine Zusammenhänge

Der vorliegende Resonator ist eine Weiterbildung des den Gegenstand der früheren Anmeldung 1661/77 bildenden "Wellenleiters zur Uebertragung elektromagnetischer Energie", auch "Quasidielektrischer Wellenleiter" genannt. Die dort für ein Leitungssystem mit zweifach geschichtetem Dielektrikum genannten Zusammenhänge unter den einzelnen Parametern sind deshalb auch hier massgebend. Sie werden im folgenden lediglich soweit erwähnt, als dies zur Beschreibung der Resonator-Eigenschaften erforderlich ist.

Die jeweilige Phasenkonstante β der sich in einem Leitungssystem mit geschichtetem Dielektrikum ausbreitenden Hybridmodi (HE -Wellen, EH -Wellen) ergibt sich aus den Lösungen der sog. Eigenwertgleichung der betreffenden Anordnung. Im

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vorliegenden Fall sind dies Funktionen der Materialkonstanten des dielektrischen Drahtes ( /u, , ο*_Ί ) und des dielektrischen

/ -L J-

Hohlzylinders ( u , /„), des Durchmesserverhältnisses a = R-/R, = Dp/D und des Wertepaares x,y gemäss den Be-Ziehungen

x² =

worin f = <^ο/2ΪΓ die jeweilige Betriebsfrequenz bedeutet. Aus den Gleichungen (1), nach u; und /3 separiert, folgt explizit

/1^-1 / 2 °2 1 und

/1 '■l /2 ^2

wobei voraussetzungsgemass (dielektrischer Draht im dielektrischen Hohlzylinder) yu <f, ^> xx £ zu setzen ist

Für die Berechnung der Resonatoreigenschaften gilt auch hier, wie beim bisher vorgeschlagenen Wellenleiter, der relativ einfache Sonderfall gemäss der Annahme, das Zusammenwirken der einzelnen Grossen sei bei der jeweiligen Betriebsfrequenz gerade so, dass die Phasenkonstante den Wert

/3 = U

aufweist, ρ hängt dann nur noch von der Kreisfrequenz co und

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_ den Materialkonstanten u_?J j des dielektrischen Hohlzylinders ab. Ist insbesondere yu~ = u_Q, >' = jf_Q, so entspricht die Ausbreitungsgeschwindigkeit der elektromagnetischen Wellen exakt der Lichtgeschwindigkeit im freien Raum.

Die Einführung von GL(¹I) in (1) führt wiederum auf y = 0 und daher nach der Eigenwertgleichung zu

J (x) = 0 oder χ = u (5)

η nm

für HE -Wellen (u = m-te Wurzel der Besselschen Funktion nm nm

n-ter Ordnung). Im Spezialfall η = 0 ist

^J _o(^x) ⁼ ° ^oder x=u (= 2,^048 für m = 1) (6)

für E -Wellen. Mit dem obigen Wertepaar x,y = u ,0 lässt sich nach den Gleichungen (3) und (¹I) auch sofort der jeweils erforderliche Drahtdurchmesser D₁ für die speziell interessierenden HE -Wellen angeben. Nach kleiner Umrech-

nm

nung folgt hierfür

- D₁ = ψ -ζ= , (7)

worin ^ die Betriebswellenlänge im freien Raum und μ , <f nunmehr die relativen Stoffkonstanten bedeuten.

Bezüglich Dämpfung und Gütewert ergibt, wie beim früher vorgeschlagenen Wellenleiter dargelegt, nur der Fall η = 0 der

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HE -Wellen (vorzugsweise die E_0n-WeIIe) sinnvolle Vierte. Die nm 01

Zusammenhänge für die EH -Wellen einschliesslich der H

nm om

Wellen sind deshalb hier weggelassen.

b) Resonanzfrequenz

Angenommen sei der praktisch interessanteste Fall, nämlich ein offener ?\/2-Resonator (gemäss Fig. IA), angeregt auf der E_n,-Welle (m = 1). Bei gegebener Resonanzwellenlänge ^ im freien Raum und gegebenen Materialkonstanten folgt daher aus Gl.(7) mit u_nm = u = 2,40482 für den jeweiligen Drahtdurchmesser

Vl-'π -Λ.2 ^2

und aus Gl. (4) mit ßi = ¹Tf für die erforderliche Drahtlänge

In Gl.(9) sind der Einfachheit halber allfällige Randeffekte weggelassen. Der Fehler dürfte aber, wie beim konventionellen

λ/2-Resonator, höchstens 10 % betragen. Der Durchmesser des Resonanzelementes verhält sich somit zu seiner Länge wie

= 1,531). Im praktisch speziell interessierenden =^_rl = 1, £_r2 ~ 1 und ^₁ = £_p ist also

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D₁ = ^- (H)

;nd

Für die Bemessung des Resonanzelementes sind somit zwei
Bedingungen einzuhalten. Gl. (11) liefert einen derartigen Drahtdurchmesserwert, dass im Raum ausserhalb des dielektrischen Drahtes eine stehende TEM-Welle auftritt, und
Gl. (12) die entsprechende Resonanzlänge.

Zusätzlich ist darauf zu achten, dass das den Resonator umschliessende Gehäuse keine Störresonanzen erzeugt. Dieser
Fall lässt sich von vornherein ausschliessen, wenn man den
Rohrdurchmesser D„ höchstens so gross wählt, dass dieser für die E -Welle (ohne Resonanzelement) stets unterhalb des
Grenzdurchmessers liegt. Es gilt also die Bedingungsgleichung

U Λ

D₀ ~ —— — (1;

oder zusammen mit Gl. (9) wegen 2j = 1,531'ΤΓϊ

D₂=^l,5 · ß , (1

welche Forderung sich praktisch immer einhalten lässt. Das
Schirmrohr kann dann stirnseitig auch offen gelassen werden, ohne dass Energie abgestrahlt wird.

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ORIGINAL INSPECTED

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c) Eigengüte

Im Falle y = 0 verlaufen die Feldkomponenten nur noch im dielektrischen Draht nach Besselschen Funktionen, ausserhalb des Drahtes sind es reine Potenzfunktionen. Bei den HE

nm

Wellen sind zudem im Räume ausserhalb des Drahtes keine Längskomponenten mehr vorhanden. Folglich lassen sich die im Resonator gespeicherte Energie sowie die galvanischen und dielektrischen Verluste und damit die Eigengüte explizit exakt berechnen. Für die HE -Wellen erhält man hierfür unter

nm

der Annahme, dass der Stoff zwischen dielektrischem Draht und Metallrohr verlustfrei ist (wobei angenommen sei, dass die Feldverteilung beim verlustbehafteten Resonator mit grosser Näherung dieselbe ist wie im verlustfreien Fall) und bei Vernachlässigung der Endverluste die allgemeine Formel

'— + — Tg (n-ln a) + -²— Tg (n-ln a) P-ο So ⁿ

111 *"

,2

+-rTg (n-ln a) <2

2 Cos² (n-ln a)

worin ξ den Verlustwinkel des dielektrischen Drahtes, u die Permeabilität des Schirmrohres und

^cm

das Eindringmass des elektromagnetischen Feldes in die Rohrwand bezeichnen (cv = elektrische Leitfähigkeit in S/cm). Gleichung (15) ist so geschrieben, wie sich die einzelnen

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Terme unmittelbar aus der Rechnung ergeben, so dass man den Einfluss der verschiedenen Grossen auf den Gütefaktor sofort erkennen kann.

Im praktisch speziell interessierenden Fall, nämlich für /Vl ⁼ /^Ur2 ⁼/^Url ^{= 1 und} <r2 ~ ^lj Λ-l ⁼ *r ^f°^lgt

1 + <f_r tJ (n-ln a) + ^ Tg (n-ln a)

N = o I l + L

I p

(17)

£ Tg (n-ln a)

(η·1η a)

(gültig für HE_nm-Wellen, η = 0,1,2,3·..), wobei nach Gl. (7) bei gegebenem Rohrdurchmesser D nunmehr

a = ~-- T^-· Ί/d - 1 (18)

das jeweilige Durchmesserverhältnis a = V /O₁ bedeutet. Dabei ist zu beachten, dass stets a— 1 sein muss. £ muss also für jede u -Wurzel einen bestimmten Mindestwert aufweisen. Die Bedingung hierfür folgt aus Gl. (18) für a = 1 zu

£>1 ⁺ (^f )² * <5^£)² ' (19)

Gleichung (17) zeigt nun ein sehr interessantes Verhalten. Für η >>» 1 folgt zunächst

Ql'= ctg cT . (20)

₍ ⁷y=o

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Die Eigengüte entspricht dem Stoff-Gütewert des dielektrischen Drahtes und zwar weitgehend unabhängig von den Grossen

<f , η und a. Ist dagegen η = 0 (Hauptmode), so folgt aus (17)

Q) = Q₀ = ^λ + ²'^{ln a} · (21)

(y = 0 tgS + ψ In=O ^K2

In diesem Fall nimmt die Eigengüte mit wachsendem £ ständig zu, und zwar proportional mit In a, wobei a durch Gl.(18) für η = 0 gegeben ist. Theoretisch kann man also mit sehr hohen ζ -Werten die Eigengüte Unendlich erzielen, und zwar unabhängig von den galvanischen und dielektrischen Verlusten.

Der Grund für dieses Verhalten liegt, wie die Rechnung zeigt, darin, dass die Energie für n— 1 vorwiegend im dielektrischen Draht, für η = 0 dagegen mehrheitlich ausserhalb des dielektrischen Drahtes gespeichert wird. Die Feldkomponenten und damit die Energiedichte können dabei (für η = 0) an der Aussenseite der Drahtoberfläche mit abnehmendem Drahtdurchmesser sehr hohe Werte annehmen, so dass die Energiespeicherung vorwiegend nur noch dort erfolgt. Dies erklärt auch die Tatsache, dass mit wachsendem Verhältnis a = Ό /Ό der Einfluss der galvanischen und dielektrischen Verluste in gleichem Mass vermindert wird.

In Fig. 3 ist an einem Beispiel das Verhalten der Eigengüte, berechnet nach Gleichung (17), als Funktion der Dielektrizi-

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- yar *<

tätskonstante £ für η = 0,1,2,4,8 und m = 1 dargestellt. Annahmen: f = 10 GH;: resp. \ - 3 cm, Innendurchmesser des Schirmrohres D = 10 mm, ferner tg aT = 2-10 , CN= 60-10 S/cm. Während für η — 1 die Eigengüte sehr bald dem Gütewert ctg S - 5000 des dielektrischen Drahtes zustrebt, nimmt sie für η = 0 ständig zu. Schon bei relativ geringen

<f -Werten ergeben sich beachtliche Unterschiede. Für <f -100 z.B. ist bereits Q = 12000, wobei hier a = 4,33 ist, d.h. der Durchmesser des dielektrischen Drahtes noch 2,31 mm beträgt bei einer Länge (nach Gl. (12)) von t = 15 mm.

Von allen möglichen Wellentypen sind die E -Wellen die einzigen, bei denen die Eigengüte mit wachsender Dielektrizitätskonstante des dielektrischen Drahtes ständig zunimmt. Der günstigste Fall ergibt sich dabei für m = 1 (erste Wurzel von J_Q(x) = 0, χ = u = 2,4048), da dann nach Gl.(7) der erforderliche Drahtdurchmesser D den kleinsten Wert annimmt bzw. nach Gl.(18) das Verhältnis a = D /D bei gegebenen Grossen D / "\ und ζ den höchsten Betrag aufweist.

Wie Gleichung (15) für η = 0 nach Einsetzen der Grossen $ und a aus den Gleichungen (16) und (18) zeigt, wird Q umso grosser, je grosser S₁, D„ und f sind. Die Veränderung von Q ist durchweg monoton und einsinnig. Es existieren hier keine extremen Optimierungsbedingungen, wie dies z.B. bei der Dämpfungskonstante des entsprechenden Wellenleiters der

Fan ist. 809847/0588

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Wie Gl. (15) hinsichtlich des Einflusses der übrigen Stoffkonstanten für η = 0 zeigt, könnte man die Eigengüte zusätzlich noch dadurch vergrössern, dass man u „;> 1 macht, d.h. den Raum zwischen dielektrischem Draht und Schirmrohr z.B.

mit einem Ferrit ausfüllt. Nun haben aber solche permeablen Stoffe auch eine relative DK > 1 und zudem sind sie noch mit einem Verlustwinkel behaftet, so dass hierdurch die Eigengüte eher kleiner als grosser würde. Der Fall u . > 1 wie auch ein Rohrleiter aus einem permeablen Stoff (,u _T ">» 1) hätten ebenfalls eine geringere Eigengüte zur Folge. Ferner soll das Verhältnis f / £ , in Gleichung (15) für η = 0 nur noch in a = Ό /Ό enthalten (vgl. Gl. (18), möglichst gross sein. Die obige Annahme u =u„=u =1 und ξ - 1 liefert deshalb bezüglich Einfluss dieser Stoffkonstanten auf die Eigengüte des Resonators die günstigsten Verhältnisse .

Bei Annahme eines Verlustwinkels cT_P i^m dielektrischen Hohlzylinder erhält der Nenner in Gl.(21) die Form

N = tg (S₁) + 2tg (cT₂) · In a + - . (22)

Das günstige Verhalten von Q gemäss Gl.(21) ist dann nicht mehr vorhanden. Mit wachsendem f strebt Q —$> CtE cT ,

rl ο 2

weshalb die Verluste im dielektrischen Hohlzylinder möglichst klein gehalten werden sollten.

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Im Falle des /N/4-langen QD-Resonators (C = (2p-l) · ^ /¹I, ρ = 1,2,3·.·) tritt anstelle des Nenners in Gl.(21) der Ausdruck

N = tg (<$"_ ) + ^^{2 + 1}Tr (1 ⁺ 2 · in a). (23)

Auch hier wird das günstige Verhalten von Q gemäss Gl. (21) gestört. Mit wachsendem £ , strebt Q —^- l/$_o . Die galvanischen Verluste in der Bodenplatte gehen allerdings desto weniger ein, je grosser die Länge 6 des Resonanzelementes gemacht werden kann. Das gleiche gilt auch für den an den Enden kurzgeschlossenen O\ /2-QD-Resonator.

Falls ein Resonator nur reine Leitungsverluste enthält, ist seine Eigengüte unabhängig von dessen Länge. Allfällige Endverluste verteilen sich in ihrer Wirkung stets auf die gesamte Resonatorlänge. Jene kommen deshalb umso weniger zur Geltung, je länger der Resonator ist.

Auch beim vorgeschlagenen, an den Enden offenen QD-Resonator können bei gewissen Durchmesserverhältnissen infolge Feldverzerrung merkliche Endverluste auftreten. Diese lassen sich aber leicht durch entsprechende Bombierung der Endflächen bzw. Abrundung der Endkanten auf ein belangloses Mass vermindern. Sie entfallen ganz, falls der QD-Resonator z.B. aus einer kreisförmigen Ringleitung besteht.

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d) Vergleich mit Koaxialleitungsresonator

Das vorzügliche Verhalten des QD-Resonators geht schon aus dem Beispiel gemäss Fig. 3 hervor. Die Vorteile z.B. gegenüber dem Stripline-Resonator, nämlich wesentlich höhere Eigengüte bei etwa gleichen Abmessungen, sind offensichtlich. Auch gegenüber dem dielektrischen Resonator lassen sich beachtlich bessere Gütefaktoren erzielen. Im Prinzip können sogar die sehr hohen Gütewerte der Hohlraumresonatoren realisiert werden, wozu allerdings Stoffe mit verhältnismässig hohen <f -Werten erforderlich sind. Die aussergewöhnlichen Eigenschaften des QD-Resonators zeigen sich besonders im Vergleich zum Verhalten des konventionellen Koaxialleitungsresonators.

Die Eigengüte des offenen /\/2-Koaxialresonators ist bei Annahme von gleichen Stoffkonstanten der Leiter und Luft als Zwischenmedium bestimmt durch

KA _ In b D _M

^Q " ΓΤΤ" "5 ' ⁽²⁴⁾

worin das Durchmesserverhältnis b = D/d ausser im Zähler auch im Nenner vorhanden ist. Das Maximum dieser Funktion liegt bei b = b ^ 3,6. Damit gilt für den jeweils möglichen Höchstwert

KA „KA 1 D . .

^Qmax ^{= Q}o ⁼ b-'J * ⁽²⁵⁾

Die Grossen b und D sind unabhängig von der jeweiligen

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Resonanzfrequenz. Der Vergleich von Gl.(25) mit (21) liefert nunmehr eine Bedingungsgleichung dafür, welchen Veflustwinkel der Stoff des dielektrischen Drahtes höchstens haben darf,

damit die Eigengüte des QD-Resonators gleich oder höher als die des konventionellen ^/2-Koaxialresonators ist. Für

0^- ^\ und D = D folgt hierfür mit Gl. (25) nach einiger Umstellung

tgJ ^ [3 + 2 · in (|)j /θξ^Κ, (26)

worin a - D„/D bei gegebenen Grossen D / ^ und / durch Gl.(18) bestimmt ist (u = u_Q1 = 2,40482). Der jeweils höchst zulässige Wert wächst proportional mit In a. Beispielsweise folgt für a = b_Q und Q = 2500 die Forderung: tg S —

-4

12 · 10 . Nur ein sehr schlechter Verlustwinkel des dielektrischen Drahtes könnte die gütemässige Konkurrenzfähigkeit des QD-Resonators mit dem konventionellen Koaxialresonator merklich beeinträchtigen.

Funktionsmässig verhält sich der QD-Resonator wie ein konventioneller Koaxialleitungsresonator, dessen Innenleiter unendlich gut leitend ist und dafür der Aussenleiter eine entsprechend geringere Leitfähigkeit aufweist. Ein offener ■p\/2-Koaxialresonator, bei dem die Leitfähigkeit des Innenleiters ο = oo angenommen ist, hat mit $ gemäss Gl.(16) die Eigengüte

q*^a = 27Td]/^p- · m b, ^ (27)

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__ worin b = D/d nunmehr beliebig sein kann und ,~ eine entsprechend modifizierte Leitfähigkeit des Aussenleiters bedeutet. Der Vergleich mit Gl.(21) ergibt mit Ά = Ά > D = D_ und v» aus Gl.(16) bezüglich Zähler und Nenner die Identitäten

\ + In a = In b, (28)

-/ *o ₊ r 11 ' ^ - tg ό + .err— I

und daraus den zugeordneten Durchmesser des Innenleiters zu

D
d = —r; (30)

(e = 2,71828) und für die resultierende Leitfähigkeit C^ = ζ z=z — ' (3D

Der Nenner in Gl.(31) ist unabhängig vom Verhältnis a = D /D , Die Verluste des dielektrischen Drahtes erscheinen in der Tat in Form zusätzlicher Verluste im Aussenleiter. Diese Transformation bewirkt effektiv, dass gemäss Gl. (21) die Eigengüte lediglich im Zähler in Funktion von In a beeinflusst wird (im Gegensatz zum konventionellen Koaxialleitungsresonator, vgl. Gl. (2*0) und deshalb für sehr kleine Drahtdurchmesser (a —> 00) beliebig hohe Werte annehmen kann. Der QD-Resonator entspricht formal exakt einem konventionellen, an den Enden offenen Koaxialleitungsresonator,

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- in

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dessen Innenleiter eine unendlich hohe Leitfähigkeit aufweist, also gewisserraassen supraleitend ist.

Technischer Fortschritt

Während alle bekannten Resonatorarten für einen hohen Gütewert neben minimalsten dielektrischen Verlusten (tg^= 0) ein grosses Bauvolumen erfordern, lässt sich beim vorgeschlagenen Resonator auch bei kleinem Volumen eine hohe Eigengüte erzielen. Durch den dielektrischen Draht wird mit zunehmender Dielektrizitätskonstante die Energiedichte in steigendem Mass auf die Umgebung der Drahtoberfläche konzentriert, wobei sich aber der Draht selbst vom umgebenden Feld immer mehr entkoppelt. Im Grenzfall einer sehr hohen Dielektrizitätskonstante erfolgt die Energiespeicherung praktisch nur noch im Zentrum des Schirmrohres längs der Oberfläche des fadenförmigen dielektrischen Leiters. Dabei lassen sich, wie im vorigen Abschnitt dargelegt, ausserordentlich hohe Gütewerte erzielen. Voraussetzung für dieses Phänomen ist, dass an der Drahtoberfläche vorwiegend nur ein elektrisches Radialfeld vorhanden ist. Dieses ist im dielektrischen Draht um den Faktor <* / <f_ schwächer als ausserhalb des Drahtes und entsprechend auch der im Draht gespeicherte Energieanteil. Mit der Wahl des Drahtdurchmessers dermassen, dass im Grundmode (E -Welle) im Räume zwischen Draht und Schirmrohr bei der jeweiligen Resonanzfrequenz eine stehende TEM-Welle auftritt, ist diese Bedingung zwangs

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läufig erfüllt. Bei allen anderen Feldstrukturen der HE

° nm

V/ellen (n = 1,2,3...) und EH _m-Wellen (n = 0,1,2,3...) ist stets auch eine Ey -Komponente vorhanden. Diese ist aber nach den Uebergangsbedingungen für Tangentialfeider an Grenz flächen im Drahtinnern gleich gross wie die ausserhalb des Drahtes. Entsprechend hoch sind auch die Anteile der bei diesen Modi im Draht gespeicherten Energie und der damit verbundenen Verluste, so dass sich hier höchstens eine Eigengüte entsprechend dem Gütewert ctg ο des dielektrischen Drahtes erzielen lässt. Die E -Wellen (speziell die E_n,-V/elle) sind in der Tat die einzigen Typen, mit denen man bei kleinstem Volumen eine dermassen hohe Eigengüte erhalten kann.

Bei dem auf den Grundmode (E ,-Welle) dimensionierten dielektrischen Draht ist in der näheren Umgebung nur diese Welle existenzfähig. Höhere Wellentypen sind erst bei entsprechend höheren Frequenzen möglich, beim erläuterten y/2-QD-Resonator z.B. bezüglich radialer Richtung entsprechend ^u02 ⁼ 5,5201 bei f = 2,3 · f , bezüglich Längsrichtung bei f = 2 · f . Der wirkliche Wert dürfte dazwischen liegen. Die nächsthöhere Eigenresonanz liegt also hier mindestens über der doppelten Grundfrequenz, welcher Abstand, im Vergleich zu denen beim dielektrischen Resonator, wesentlich günstiger ist.

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Dem vorgeschlagenen Resonator kommt grundsätzliche Bedeutung zu. Erstmalig wird ein Resonanzsystem für elektromagnetische Schwingungen aufgezeigt, welches den Grenzfall (für > —^o d.h. D, —> 0, D i 0, jedoch beliebig klein) einer unendlich hohen Eigengüte bei verschwindendem Volumen der Energiespeicherung enthält, und zwar unabhängig von den jeweiligen galvanischen und dielektrischen Verlusten. Diese Eigenschaft ist möglich, v/eil der QD-Resonator, wie im vorigen Abschnitt dargelegt, formal exakt einem koaxialen Leitungsresonator entspricht, dessen Innenleiter eine unendlich hohe Leitfähigkeit aufweist. Praktisch wird man diesen Idealfall beliebig annähern können, sofern die hierzu erforderlichen Dielektrika verfügbar sind. Im höheren Frequenzgebiet kann man schon mit verhältnismässig tiefen ζ -Werten beachtlich hohe Gütewerte erzielen, während im Mikrowellenbereich bis zu den dm-Wellen hinab höhere bis sehr hohe Dielektrizitätskonstanten erforderlich sind.

Wie an der kreisförmigen koaxialen Resonatorform dargelegt, werden die Abmessungen des dielektrischen Drahtes so gewählt, dass bei gegebener Dielektrizitätskonstante und Resonanzfrequenz sich im Räume zwischen Draht und Schirmwand zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle einstellt. Diese Feldkomponenten sind, wie erwähnt, reine Potenzfunktionen, gehorchen also der zweidimensionalen Potentialgleichung und damit auch den Rechenregeln der konformen Abbildung. Man

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_ kann daraus folgern, dass die hier für den koaxialen Resonator erläuterten Ergebnisse zumindest angenähert auch für Leiterformen gelten, die sich aus dem Feld zwischen zwei konzentrischen Kreisen durch konforme Abbildung herleiten lassen. Darunter fallen z.B. rechteckige und elliptische Querschnittsformen, dielektrischer Draht zwischen Metallplatten u.a.m. Für jede derartige Querschnittsform des QD-Resonators müssen, bei sinngemässer Anregung der E -Welle, bezüglich Abmessungen und Resonanzfrequenz stets Verhältnisse existieren, bei denen die elektrischen Feldlinien auf der Drahtoberfläche überall senkrecht stehen. Andernfalls müssten sich bei der Rücktransformation der Leiterkonturen auf die Kreisform im Feldverlauf Widersprüche ergeben.

Der QD-Resonator lässt sich im Prinzip in all jenen Bauformen realisieren, wie sie aus der Technik des konventionellen Koaxialleitungsresonators und dessen Abarten bekannt sind. Das vorteilhafte Verhalten des vorgeschlagenen Resonators kommt indessen nur dann voll zur Geltung, wenn der Raum zwischen dielektrischem Draht und Schirmrohr bei möglichst grossem <f,/ f„-Verhältnis möglichst verlustarm ist und keine Abstrahlungs- und Endverluste vorhanden sind. Der gestreckte, an den Enden offene und koaxial geschirmte i\/2-QD-Resonator kann als Grundform betrachtet werden. Seine Anwendung liegt vorwiegend im Mikrowellengebiet. Mögliche

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_ Weiterbildungen sind z.B. die kreisförmige Ringleitung, be-Gtehend aus 2,4,6... in Serie geschalteten ■>/2-Resonatoren, sowie ein längs der Schirmwand oder zwischen zwei koaxialen Zylindern (in passendem Abstand) spiralförmig geführter dielektrischer Draht von ^/2-Gesamtlänge. Ringförmige QD-Resonatoren eignen sich bis hinauf ins Frequenzgebiet der mm-Wellen, während spiralförmige Strukturen vorwiegend im Bereich der dm-Wellen in Betracht kommen.

Der dielektrische Draht kann im Prinzip aus jedem antimagnetischen Stoff bestehen, z.B. aus Plastik, Keramik, Glas oder aus einer in ein Isolierrohr gebetteten Flüssigkeit. Im vorliegenden Fall kommen wegen der erforderlichen mechanischen Stabilität vorzugsweise Keramik und Glas in Betracht. Verschiedene geeignete keramische Stoffe haben eine DK zwisehen ζ - 10-100 bei einem Verlustwinkel von tgcT= (0,7~5)·

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10 . Ferner existieren gewisse titanhaltige sowie zirkonresp. strontium- und bariumhaltige Mischkeramiken, die z.T. sehr hohe € -Vierte, aber auch relativ hohe Verlustwinkel aufweisen. Verlustarme Gläser sind z.B. aus der Technik der Lichtleit-Glasfasern bekannt. Ihre Eignung bedingt allerdings, dass die statische DK beachtlich höher ist als die bei Lichtfrequenzen. Die konkrete Verwendung eines bestimmten Stoffes richtet sich in erster Linie nach seinen elektrischen Eigenschaften und der jeweiligen Betriebsfrequenz. Im Bereich der sehr hohen Frequenzen, wo der dielektrische Draht ver-

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_ hältnismässig kleine Abmessungen aufweist, können gegebenenfalls hierfür auch relativ teure Stoffe (z.B. einkristalline) in Betracht kommen.

Bezogen auf eine bestimmte Eigengüte darf der Verlustwinkel des dielektrischen Drahtes desto grosser sein, je höher dessen Dielektrizitätskonstante ist. Bei sehr hohen DK-Werten können deshalb auch Stoffe mit relativ schlechtem Verlustwinkel verwendet werden.

Ein bevorzugtes Anwendungsgebiet des QD-Resonators sind Filterschaltungen, insbesondere im Frequenzgebiet der Mikrowellen bis in den Bereich der mm-Wellen hinauf, z.B. in Form von Bandpassfiltern, Bandsperren u.a.m. Die einzelnen Resonatoren lassen sich leicht block- oder plattenförmig zusammenbauen. Die Verkopplung kann nach den üblichen Methoden erfolgen wie kapazitiv oder induktiv wirkende Lochkopplung, Leitungskopplung usw. Bei dünnen dielektrischen Drähten (etwa bei D-I mm) dient mit Vorteil ein Filteraufbau im Sinne der Stripline-Technik, vorzugsweise in Triplate-Ausführung (keine Abstrahlungsverluste). Die in dieser Filtertechnik bekannten Bauformen wie ^/2-"end-coupled"- und ->/2-"side-coupled"-Filter können im Prinzip auch hier angewendet werden. Geeignete Trägermedien sind z.B. plastische, keramische oder glasartige Schaumstoffe. Bei Verwendung besonders verlustarmer Dielektrika erhält man schon bei relativ kleinem

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Plattenabstand beträchtliche Eigengüten. Der quasidielektrische Resonator öffnet damit einen Weg, nunmehr auch in der Stripline-Technik hochselektive und dämpfungsarme Filterstrukturen bauen zu können, wie man sie bis heute nur mittels der voluminösen Hohlraumresonatoren realisieren konnte.

Zv/ei Beispiele für die Zusammenschaltung von QD-Resonatoren zu Dreikreisfiltern sind in den Figuren Iß und IC schematisch dargestellt. In Fig. IB sind die Resonanzelemente 1 in drei separaten, nebeneinander liegenden Kammern 5 untergebracht und jeweils über Löcher 6 in den Trennwänden magnetisch gekoppelt. Zur Abstützung der Resonanzelemente dienen dielektrische Hohlzylinder 7. Die Ankopplung des Filters an die Zuleitungen erfolgt kapazitiv mittels der Stifte 8. Fig. IC zeigt eine Anordnung der drei QD-Resonatoren im Sinne eines 9\ /2-"side-coupled"-Filters in Triplate-Technik. Zwischen den Leiterplatten 9 mit den Trägersubstraten ist eine dritte Isolierschicht 11 vorhanden, deren Dicke gleich dem Durchmesser der Resonanzelemente 1 ist und welche Aussparungen 12 zur Aufnahme der Resonanzelemente an Stellen enthält, die so gewählt sind, dass bei den jeweiligen Kopplungsfaktoren gerade die erforderliche Filtercharakteristik auftritt. Mittels der Zuleitungen 13 ist das Filter an den Wellenwiderstand Z der Schaltung angepasst.

Konkrete Realisierungsmöglichkeiten des vorgeschlagenen QD-

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Resonators bestehen bereits, da verschiedene passende Dielektrika schon bekannt sind. Die allgemeine Verv/endung des Resonators, insbesondere für Filterschaltungen in Stripline-Ausführung, ist vorwiegend ein technologisches Problem. Der Resonator könnte in vielen Fällen der Uebertragungstechnik, speziell wo es auf hochselektive und/oder dämpfungsarme Filterstrukturen bei minimalsten Abmessungen ankommt, die heutigen Anordnungen (Stripline-Filter, Koaxial- und Hohlraumresonator en) vorteilhaft ersetzen.

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Claims

PATELIIOLD 301/77 Patentansprüche

1./ Resonator für hochfrequente elektromagnetische Schwingungen, welcher auch bei kleinem Volumen einen hohen Gütewert aufweist, dadurch gekennzeichnet, dass im Inneren eines elektromagnetisch geschirmten, aus einem Stoff mit geringer Dielektrizitätskonstante bestehenden Hohlzylinders ein dielektrischer Draht aus einem Stoff mit hoher Dielektrizitätskonstante angeordnet ist, dass im dielektrischen Draht eine E -Welle (kreisförmiges H-FeId, m = 1,2,3...) angeregt wird und dass die Abmessungen d^es dielektrischen Drahtes, bezüglich Länge vorzugsweise im Sinne eines koaxialen, an den Enden offenen /)/2-Resonators bzw. eines ganzzahligen Vielfachen davon, in Abhängigkeit von den Dielektrizitätskonstanten der beiden Stoffe und der jeweiligen Resonanzfrequenz so gewählt sind, dass sich im Räume des dielektrischen Hohlzylinders zumindest angenähert eine stehende TEM-Welle einstellt.

2. Resonator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die im dielektrischen Draht angeregte E -Welle eine E₀₁-WeIIe ist (TM_Q1-Mode).

3· Resonator nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Permeabilität aa_ des hohlzylindrischen Stoffes (2) sowie die Permeabilität AA₁ des dielektrischen Drahtes

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(1) gleich der Vakuum-Permeabilität μ sind und dass die Dielektrizitätskonstante j' des hohlzylindrischen Stoffes zumindest angenähert gleich der Vakuum-Dielektrizitätskonstante / ist, während die Dielektrizitätskonstante <f des elektrischen Drahtes (1)" erheblich grosser ist.

4. Resonator nach Ansprüchen 1, 2 und 3, dadurch gekennzeichnet, dass der Stoff mit geringer Dielektrizitätskonstante

(2) vorwiegend Luft ist.

5. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, dass der elektromagnetische Schirm ein kreiszylindrisches Metallrohr ist.

6. Resonator nach Ansprüchen 1 bis !*, dadurch gekennzeichnet, dass der elektromagnetische Schirm aus mindestens einer Metallplatte besteht.

7· Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht (1) aus einem Plastikmaterial besteht.

8. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, gekennzeichnet durch Verwendung eines dielektrischen Drahtes (1) aus Keramikmaterial.

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9. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, dass als dielektrischer Draht (1) ein Glasdraht verwendet wird.

10. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht aus einem Einkristall besteht.

11. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 9> dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht (1) zumindest angenähert kreisförmigen Querschnitt hat.

12. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 11, dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht (1) im Innern des dielektrischen Hohlzylinders (2) konzentrisch angeordnet ist.

13. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 12, dadurch gekennzeichnet, dass die Endflächen bombiert und/oder die Endkanten abgerundet sind.

l4. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 13, dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht längs einer rohrförmigen Abschirmung wendelförmig angeordnet ist.

15. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 13j dadurch gekennzeichnet, dass der dielektrische Draht zwischen zwei Metallplatten spiralförmig angeordnet ist.

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16. Resonator nach Ansprüchen 1 bis 12, dadurch gekennzeichnet, dass q = 2,4,6... "λ /2-Resonatoren zu einer kreisförmigen Ringleitung zusammengeschaltet sind.

17. Anwendung des Resonators nach Ansprüchen 1 bis 16 für Filterschaltungen, insbesondere im Frequenzgebiet der Mikrowellen bis zu den mm-Wellen, dadurch gekennzeichnet, dass die einzelnen Resonatoren block- bzw. plattenförmig zusammengebaut sind und die Verkopplung mittels kapazitiv und/oder induktiv wirkender Lochkopplung bzw. Leitungskopplung erfolgt.

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Patentverwertungs- und Elektro-Holding AG.

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