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Elektromagnetischer Resonator Bekanntlich kann man einen elektromagnetischen
Resonator erhalten, indem man die Platten eines Kondensators der Kapazität C mit
den Enden einer Spule der Selbstinduktion L verbindet. Die Schwingungsdauer eines
solchen Resonators ergibt sich aus der Beziehung T = 2 n 1/L . C .
Für kurze Wellen und vorzugsweise für Dezimeter- und Zentimeterwellen sind ferner
elektromagnetische Resonatoren bekannt; welche aus offenen oder geschlossenen Leiterkreisen
mit stetig über die Leiter verteilter Kapazität und Selbstinduktion bestehen.
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Der erfindungsgemäße elektromagnetische Schwingungskreis für kurze
Wellen, insbesondere Dezimeter-oder Zentimeterwellen, ist dadurch gekennzeichnet,
daß er aus einem von metallischen Flächen allseitig begrenzten Hohlkörper besteht,
der mindestens in zwei Dimensionen Abmessungen von der Größenordnung der Betriebswellenlänge
aufweist, so .daß ein wesentlicher Teil des die Eigenfrequenz mitbestimmenden elektrischen
Feldes aus einem elektrischen Wirbelfeld, insbesondere mit geschlossenen elektrischen
Wirbellinien, besteht.
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Es ist bereits bekannt, Ultrakurzwellenanordnungen innerhalb eines
praktisch völlig geschlossenen Gehäuses anzuordnen. Hierbei dient das Gehäuse jedoch
lediglich zur Abschirmung und nicht als Schwingungskreis wie beim Erfindungsgegenstand.
Der Schwingungskreis ist bei der bekannten Anordnung vielmehr gesondert als Drahtspirale
innerhalb des Gehäuses vorgesehen. Ferner ist bereits vorgeschlagen worden, den
von zwei konzentrischen Elektroden begrenzten Entladungsraum von Ultrakurzwellenröhren
durch
entsprechende Bemessung der axialen Länge der Elektroden bzw.
von Elektrodenansätzen als Resönator auszubilden. Der gegenseitige Abstand der Elektroden
ist dabei jedoch im allgemeinen sehr klein gegenüber der z. B. 2 betragenden Länge
des Resonators, und ferner verlaufen bei der älteren Anordnung die elektrischen
Feldlinien von der einen Elektrode zur anderen. Im Gegensatz hierzu handelt es sich
beim Erfindungsgegenstand um einen elektromagnetischen Schwingungskreis, der mindestens
in zwei Dimensionen Abmessungen von der Größenanordnung der Wellenlänge aufweist,
so daß sich elektrische Wirbellinien ausbilden können.
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Die Erfindung sei zunächst an Hand der Abb. i bis q.b näher erläutert.
Die Abb. i stellt im Grund-und Aufriß einen Metallring und die Abb. 2 einen Metallzylinder
dar. Denkt man sich den Metallring bzw. den Metallzylinder an einer Stelle aufgeschnitten
und an den Schnittflächen von einem Wechselstrom gespeist, so entsteht ein magnetischer
Dipol mit der magnetischen Achse X-X. Sind die Abmessungen des Ringes klein
im Vergleich zu der Wellenlänge der zur Anregung benutzten Schwingung, so wird die
Fläche des Ringes von einem magnetischen Wechselfeld durchsetzt, das auf der ganzen
Innenfläche des Ringes das gleiche Vorzeichen hat. Bei höheren Frequenzen macht
sich lediglich eine ungleichförmige Verteilung des Stromes auf dem Leiter durch
den Skiri=Effekt bemerkbar, wobei der Strom hauptsächlich auf der der Achse zugekehrten
Oberfläche des Ringes oder Zylinders fließt. Bei weiterer Steigerung der Frequenz
des Wechselstromes kommt man nun überraschenderweise in ein Gebiet, in dem die Stromamplituden
auf dem Ring ein Maximum werden, der Ring also Resonanzeigenschaft zeigt. Wird dieses
Maximum, wie in Abb. 3 dargestellt, bei einer Frequenz V1 erzielt, so zeigen sich
bei weiterer Steigerung der Frequenz weitere Maxima V2, V3, V4. . . , die.
offenbar als harmonische Frequenzen zu der Grundfrequenz V, anzusprechen sind. Dieses
Verhalten ist um so überraschender, da dieser Resonanzkreis zunächst keine für das
Zustandekommen der Resonanz notwendige Kapazität aufweist. Die Resonanzerscheinungen
zeigen sich ebenso, wenn der Drahtkreis bzw. Zylinder vollständig geschlossen und
beispielsweise induktiv an das erregende Feld angekoppelt oder durch eine freie
elektromagnetische Welle erregt wird.
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Wie die näheren Untersuchungen gezeigt haben, handelt es sich hier
um einen Resonator, bei dem das die Eigenfrequenz mitbestimmende elektrische Feld
zu einem wesentlichen Teil aus einem elektrischen Wirbelfeld besteht, dessen Feldlinien
im wesentlichen senkrecht zu den magnetischen Feldlinien und koaxial vorzugsweise
innerhalb des Drahtkreises oder Zylinders verlaufen. Dieses Wirbelfeld ist also
für das Zustandekommen der Resonanz maßgebend, und es findet, wie die näheren Untersuchungen
zeigen, ein periodischer Wechsel zwischen der Energie dieses elektrischen Wirbelfeldes
und der magnetischen Feldenergie statt, ähnlich wie bei den bekannten elektromagnetischen
Resonatoren, bei denen die elektrischen Feldlinien offen sind -und an elektrischen
Ladungen auf den zur Bildung der Resonatoren benutzten Leitern endigen. Es handelt
sich also nicht um die bereits bekannte Erscheinung der Schwingung von geschlossenen
Leiterkreisen, wobei Spannungsknoten und Bäpche auf dem Leiter auftreten und die
elektrischen Feldlinien von einem Teil des Leiters zu einem anderen verlaufen.
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Über den Intensitätsverlauf des elektrischen und magnetischen Feldes
in dem Feldraum der in Abb. _ und 2 dargestellten Resonatoren geben die Kurven in
Abb. q.a und 4.b näheren Aufschluß. Die Kurven in Abb. q. a stellen den Intensitätsverlauf
des im Grundriß in der Zeichenebene verlaufenden elektrischen Feldes und die Kurven
in Abb. q b den Intensitätsverlauf des im Aufriß in der Zeichenebene verlaufenden
magnetischen Feldes über den Durchmesser der ringförmigen Leiter dar. Der Zeitmoment
i zeichnet sich dadurch aus, daß die gesamte Energie des Resonators in Form eines
elektrischen Wirbelfeldes innerhalb der ringförmigen Leiter aufgespeichert ist.
Da diese Wirbel konzentrisch zu den ringförmigen Leitern verlaufen, an ,der Oberfläche
der Leiter aber die Grenzbedingung erfüllt sein muß, daß dort keine tangentiale
Feldkomponente besteht, ist die Intensität des elektrischen Feldes an beiden Enden
des Durchmessers Null. Eine zweite Nullstelle liegt dann in der Mitte, wo das Feld
seine Richtung wechselt. Das elektrische Wirbelfeld zeigt also den durch die Kurve
i in Abb. q.a dargestellten wellenförmigen Verlauf. Der Strom auf dem Leiter ist
in diesem Zeitmoment Null. Wie aus der Abb. q.b hervorgeht, ist daher auch die Energie
des Magnetfeldes Null.
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Der um 4 spätere Zeitmoment zeigt ein wesentlich anderes Bild. Die
Energie des elektrischen Wirbelfeldes ist Null, in Abb. q.a fällt die Kurve 2 mit
der Abszissenachse zusammen. Das magnetische Feld hat nun sein Maximum. Den Intensitätsverlauf
des magnetischen Feldes gibt die Kurve 2 in Abb. q.b wieder. Diese Kurve zeigt,
daß das magnetische Feld an der Oberfläche des Leiters ein Maximum hat, das nach
der Mitte zu auf den Wert Null sinkt und in der Mitte selbst ein Minimum aufweist.
Diese Intensitätsverteilung ergibt sich zwangsläufig daraus, daß innerhalb und außerhalb
des verschwindenden elektrischen Wirbelfeldes magnetische Wirbelfelder von entgegengesetzten
Vorzeichen entstehen. Der magnetische Fluß in der einen Richtung hat die gleiche
Größe wie der Fluß in der anderen Richtung. Dies folgt aus der Quellenfreiheit des
elektromagnetischen Feldes. Es muß also das Integral des magnetischen Flusses über
dem Querschnitt verschwinden.
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Das Magnetfeld zeigt demnach keineswegs einen homogenen Verlauf innerhalb
der Leiter, es liegen vielmehr zwei Magnetfelder von entgegengesetzter Richtung
konzentrisch ineinander.
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In dem um 4 späteren Zeitmoment hat sich ein Zustand eingestellt,
der durch die Kurven 3 wiedergegeben ist. Die gesamte Energie ist in Form eines
elektrischen Wirbelfeldes wieder aufgespeichert, dessen Richtung jedoch dem des
Wirbelfeldes im Zeitmoment
i entgegengesetzt ist. Das Magnetfeld
ist hier wieder Null. Der um
spätere nächste Zeitmoment ist durch die Kurven q. wiedergegeben. Es ist also hier
die Intensität des elektrischen Wirbelfeldes wieder Null und die des magnetischen
Wirbelfeldes ein Maximum, wobei die Magnetfelder nunmehr die entgegengesetzte Richtung
wie im Zeitmoment 2 haben. Bei der Erregung der Oberschwingung ergeben sich ganz
ähnliche Bilder mit entsprechend größerer Anzahl von Knoten und Bäuchen der elektrischen
und magnetischen Felder.
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Der in den Abb. i und 2 dargestellte Resonator hat noch den Nachteil,
daß er außer diesem elektromagnetischen Wirbelfeld noch ein Strahlungsfeld aufweist,
welches ihm eine gewisse Dämpfung verleiht. Um einen Resonator mit sehr kleiner
Eigendämpfung zu erhalten, wird daher gemäß der weiteren Erfindung vorgeschlagen,
einen solchen elektromagnetischen Resonator als einen von gut leitenden Wänden allseitig
begrenzten Hohlraum auszubilden. Ein solcher als hohler Torus ausgebildeter Hohlkörper
ist beispielsweise im Schnitt in Abb.5 dargestellt.
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Wird der Innenraum dieses Hohlkörpers in der oben beschriebenen Weise
in Eigenschwingung versetzt, so entsteht ein elektromagnetisches Wechselfeld, das
keine Strahlung aufweist. Wie in der Abbildung durch die mit e und 5 bezeichneten
Pfeile angegeben, handelt es sich um vollständig geschlossene Felder, für die Zeitmomente
i und 3 um ein schlauchförmig innerhalb des hohlen Torus verlaufendes elektrisches
Wirbelfeld und für die Zeitmomente 2 und q. um ringförmig den Torus umschlingende
konzentrische magnetische Wechselfelder. Die einzigen Dämpfungsv erluste, die dieser
Resonator aufweist, rühren von der nur endlichen Leitfähigkeit der Innenfläche des
Hohlkörpers her. Will man den Resonator sehr ungedämpft machen, so wird man zweckmäßig
einen Hohlkörper mit sehr gut leitender Innenfläche, z. B. mit einem Kupfer- oder
Silberüberzug, verwenden, wobei dieser Überzug vorteilhaft auf Hochglanz poliert
wird. Die Eigendämpfung kann weiterhin dadurch verringert werden; daß der Hohlkörper
auf niedrige Temperatur gekühlt wird.
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Der torusförmige Hohlraum kann ferner in der Form schwingen, daß die
Strombahnen senkrecht zu den bisher betrachteten verlaufen. Es entsteht dann ein
ähnlicher Resonator wie in Abb. 5, bei dem die elektrischen und magnetischen Feldlinien
jedoch ihre Rollen vertauschen.
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An Stelle dieses torusförmigen Hohlraumes können natürlich auch andere
Hohlräume benutzt werden, z. B. ein durch zwei ineinanderliegende, gegeneinander
isolierte torusförmige Körper gebildeter Hohlraum. Auch lassen sich beispielsweise
ein Hohlzylinder, eine Hohlkugel oder der Zwischenraum zweier ineinanderliegeAder
Zylinder oder Kugeln in ähnlicher Weise zu Eigenschwingungen anregen. Das gleiche
gilt für alle die Hohlkörper, die durch stetige Deformation der oben angegebenen
Formen erhalten werden können. So ist beispielsweise das Ellipsoid der Kugel äquivalent,
kann also in ähnlicher Weise wie die Hohlkugel zu Eigenschwingungen angeregt werden.
Es lassen sich auch, in schwierigen Fällen allerdings nur unter vereinfachten Annahmen,
die Beziehungen zwischen der erzeugten Wellenlänge des Resonators und den Abmessungen
der den Resonatorbegrenzenden Hohlkörper berechnen. Für den Fall des Zylinders liefern
die Nullstellen der Besselschen Zylinderfunktionen nullter und erster Ordnung die
gewünschte Beziehung. Verlaufen die (2-Linien in Richtung der Zylinderachse und
die .-Linien in Ebenen senkrecht zur Achse, so folgt aus der Gleichung
. . . , wobei 1o die Besselsche Zylinderfunktion nullter Ordnung, d der Durchmesser
des Zylinders und A, die erzeugte Wellenlänge bedeuten. Bei Vertauschung von C2
und 5 liefert die Besselsche Zylinderfunktion erster Ordnung fü
die Beziehung
. Wird die Hohlkugel zu derartigen Schwingungen angeregt, wobei die geschlossenen
C2-Linien in zueinander parallelen Schnittebenen verlaufen, so ergibt sich aus der
Gleichung tg
. . , wobei D den Kugeldurchmesser darstellt.
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Ein Vorteil des erfindungsgemäßen Resonators besteht in seiner sehr
kleinen Eigendämpfung, so daß er sich noch besser als die bekannten Resonatoren
für die verschiedensten Zwecke und vorzugsweise zum Anfachen, Erzeugen, Verstärken
oder Empfangen von elektromagnetischen Schwingungen eignet.
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Ein weiterer Vorteil besteht darin, daß die Abmessungen des Resonators
groß bzw. vergleichbar zur Wellenlänge bleiben. So ist z. B. der Durchmesser der
Zylinder- oder Torusfläche auch bei Anfachung in der Grundschwingung ungefähr gleich
2. Es lassen sich also mit solchen Resonatoren Sender, Empfänger oder Verstärker
für extrem kurze Wellen bei noch verhältnismäßig großen Abmessungen herstellen.
Der erfindungsgemäße Resonator eignet sich demnach besonders für Wellen, deren Länge
nur wenige Zentimeter beträgt.
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Ein Anwendungsbeispiel für den Spezialfall des torusförmigen Resonators
ist in der Abb. 6 im Schnitt dargestellt. Der torusförmige Hohlkörper ist an der
Stelle seines kleinsten Durchmessers aufgeschnitten. Die Schnittränder sind je mit
dem Teil 6, 6' des Außenleiters einer konzentrischen Energieleitung 5, 6 bzw. 5,
6' verbunden, so daß also der Innenraum des Torus über den Spalt 7 mit dem Hohlraum
der Energieleitung kommuniziert. Wird nun auf der konzentrischen Energieleitung
eine stehende Welle erzeugt, so daß gerade an der Stelle des Spaltes ein Strombauch
entsteht, so wird der Resonator, falls seine Eigenfrequenz mit der Erregerfrequenz
übereinstimmt, zu hohen Amplituden angefacht, wobei er in der im vorausgehenden
ausführlich beschriebenen Weise schwingt. Der Resonator kann natürlich auch statt
an seinem kleinsten Durchmesser an einer anderen Stelle und auch an mehreren Stellen
senkrecht zur Strombahn aufgeschnitten sein.
Die Energieleitung
5, 6 kann zur Ankopplung eines Anfachraumes bzw. eines Belastungswiderstandes, z.
B. einer Antenne, an den Resonator dienen. Ihr Wellenwiderstand kann in einer für
die Ankopplung von Anfachung bzw. Belastung günstigen Weise gewählt werden. Insbesondere
kann der Wellenwiderstand der Energieleitung klein im Vergleich zu dem des Resonators
gewählt werden, wodurch sich eine relativ lose Ankopplung des Resonators an die
Anfachung bzw: Belastung ergibt. Auch können zurAnkopplung an den Spalt des den
Resonator begrenzenden Hohlkörpers Leiter anschließen, welche nahezu einen KurzschluB-kondensator
für den Resonator darstellen. Es bilden sich dann an der Übergangsstelle stets ein
Spannungsknoten und ein Strombauch der Schwingung aus.