Research Collection

Doctoral Thesis

Elektrische Schwingtöpfe und ihre Anwendung in derUltrakurzwellen-Verstärkertechnik

Author(s): Quervain, Alfred de

Publication Date: 1944

Permanent Link: https://doi.org/10.3929/ethz-a-000103268

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ETH Library

Elektrische Schwingtöpfe und ihre

Anwendung in der Ultrakurzwellen-

Verstärkertechnik

VON DER

EIDGENÖSSISCHEN TECHNISCHEN

HOCHSCHULE IN ZÜRICH

ZUR ERLANGUNO

DER WÜRDE EINES DOKTORS DER

TECHNISCHEN WISSENSCHAFTEN

GENEHMIGTE

PROMOTIONSARBEIT

VORGELEOT VON

ALFRED DE QUERVAIN

aus Bern

Referent: Herr Prof. Dr. F. Tank

Korreferent: Herr Prof. E. Baumann

V. z J

ZÜRICH 1944

Dissertations-Druckerei A.-G. Gebr. Leemann & Co.

Stockerstr. 64

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MEINER MUTTER UND DEM ANDENKEN

MEINES VATERS GEWIDMET

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InhaltsverzeichnisSeite

Einleitung7

1. TEIL

Berechnungsgrundlagen für die Dimensionierung von Schwingtöpfen .11

I. Verlustberechnung unter Heranziehung der Ähnlichkeitsgesetze .11

a) Bezeichnungen 11

b) Verlustberechnung 11

II. Die Temperaturkompensation 19

III. Die Anpassung Generator-Verbraucher unter Berücksichtigung der

Schwingkreisverluste 22

1. Die UKW-Röhre als Generator und Verbraucher ...22

2. Verstärkerglied mit Schwingkreis 23

a) Bezeichnungen 23

b) Der Verstärkungsgrad 24

c) Die Bestimmung der Grössen L und C 27

d) Formeldiskussion 29

e) Der Schwingtopf mit Doppelkapazität 34

3 Verstärkerglied mit zweikreisigem Bandfilter ....36

a) Bezeichnungen 36

b) Wellenwiderstand und Kopplungsfaktor ....36

c) Der Verstärkungsgrad 38

d) Die Bestimmung der Grössen L, C und Rv ...40

e) Verstärkung außerhalb der Bandmitte und bei überkritischer

Kopplung 41

f) Formeldiskussion und Vergleich Schwingkreis-ZweikreisigesFilter 45

4. Die Antenne als Generator und Verbraucher ....46

a) Antenne als Generator 46

b) Antenne als Verbraucher 47

IV. Kopplung von Schwingtöpfen 49

1. Kapazitive Kopplung zwischen Schwingtöpfen .... 49

2. Induktive Kopplung zwischen Schwingtöpfen ....52

3. Die Kopplung von Filterketten 54

— 6 —

Seite

4. Die Kopplung von äußeren Schaltelementen an Schwingtöpfe . 55

a) Ankopplung von Röhren 55

b) Kapazitive Ankopplung eines HF-Kabels .... 56

c) Induktive Ankopplung eines HF-Kabels 57

d) Schwingtopf als Anpassungsvierpol 58

V. Konstruktive Durchbildung von Schwingtöpfen und Topffiltern .58

2. TEIL

Messungen an Topfkreisen und -Filtern, Anwendung .... 65

I. Messmethoden und Messeinrichtungen 65

II. Messresultate 68

1. Oüte-Messungen an Schwingtöpfen 68

2. Messungen an Schichtwiderständen 71

3. Messungen an kapazitiv gekoppelten Bandfiltern...

73

4. Messungen an induktiv gekoppelten Bandfiltern.... 74

III. Anwendung: Verstärker mit Topfbandfiltern ..... 77

1. Zielsetzung, Diskussion der Konstruktionsgesichtspunkte . . 77

2. Berechnung und Beschreibung des Versuchsverstärkers. .

78

3. Betriebserfahrungen und Messresultate 81

Zusammenfassung 85

Einleitung

In steigendem Maße hat sich die Technik in den letzten Jahren

der Nutzbarmachung der elektrischen Wellen unter 10 m Wellen¬

länge zugewandt. War es früher in erster Linie die Beschränkung

ihrer Ausbreitung auf Sichtweite, welche sich ihrer Anwendung

entgegenstellte, so erkannte man doch immer mehr, daß gerade

die Kürze Vorteile mit sich bringt, welche den Kurz-, Mittel- und

Langwellen weitgehend abgehen, nämlich die Möglichkeit starker

Bündelung der Energie in vorgegebener Richtung. Infolgedessen

kann die Sendeenergie um das 10- bis lOOfache reduziert werden,

und gleichzeitig vermindert sich die Abhorchgefahr außerhalb des

durch den Richtstrahl gebildeten „Übermittlungskanales". Ferner

entziehen sich die Wellen von weniger als 3 Meter mit zunehmen¬

der Frequenz immer mehr dem atmosphärischen und allgemeinen

Störpegel.Andererseits stellen diese Wellen die Technik vor Probleme,

die durch die Forschung der letzten Zeit wohl weitgehend geklärt

sind, deren praktische Realisierung sich jedoch noch in vollem

Flusse befindet. Diese Schwierigkeiten mögen im Folgenden kurz

gestreift werden:

Bei Wellenlängen unter 5 Meter lassen sich Schwingungs¬

kreise in der üblichen Form nur noch schwer herstellen. Außer¬

dem verwischen Kapazitäten und Induktivitäten der Röhren und

Zuleitungen eine saubere Trennung zwischen frequenzbestimmen¬

dem Kreis und Röhre. Hand in Hand geht damit eine zunehmende

Verschlechterung der Güte der Schwingkreise, vor allem infolge

mangelhafter Feldbegrenzung und Verluste durch die Streufelder.

Auch die Verstärkereigenschaften der Röhre vermindern sich

infolge des Einflusses der Laufzeit der Elektronen und infolge er¬

höhter Wirkungen der Raumladungen. Bei wenigen Dezimetern

Wellenlänge sind diese Einflüsse schon so groß, daß grundsätz-

lieh neue Gesichtspunkte die Technik des Röhrenbaues beherrschen

müssen, wie der Einbau der Schwingkreise in die Röhre, das

Prinzip der Geschwindigkeitssteuerung des Elektronenstrahls usw.

So wird die im Lang-, Mittel- und Kurzwellenbereich weit ent¬

wickelte Verstärker- und Filtertechnik im Meter- und vollends im

Dezimeterwellenbereich bei Verwendung üblicher Röhren und

Schwingkreise undurchführbar.

Neue Möglichkeiten erschließen sich der Technik der Ultra¬

kurzwellen durch die Einführung des Hohlraumresonators. Die

in wenigen Jahren rasch angewachsene, aber vorwiegend theo¬

retische Literatur zeigt das Interesse an dieser Schwingkreisformdeutlich.

TTTT

%S<r

Fig. 1. Hauptsächliche Bauformen des Hohlraumresonators (Schwingtopf).

Ein geschlossener Hohlraum besitzt, in gewisser Ähnlichkeit

zum akustischen Hohlraumresonator, ein unendliches Spektrumdiskreter elektromagnetischer Eigenschwingungen. Unter den ver¬

schiedenen Resonatofformen und den jeweils möglichen Schwin-

gungszuständen, welche in der Literatur theoretisch diskutiert wer¬

den [1—8], haben einige wenige Formen das besondere Interesse

des Technikers gefunden. So sind technisch wichtig vor allem der

geschlossene zylindrische Hohlraumresonator mit zentralem, als

Kapazitätsstempel ausgebildetem Zapfen und seine toroidförmigeVariante.

Wir benennen diese quasistationären Hohlraumresonatoren

als Schwingtöpfe [5]. Der quasistationäre Schwingungszu-

— 9 —

stand ist dadurch gekennzeichnet, daß merkliche örtliche Tren¬

nung von elektrischem Feld und Magnetfeld vorhanden ist, in¬

dem ersteres sich im Räume des durch die beiden Stempel ge¬

bildeten Kondensators befindet, Richtung der Feldstärke parallel

zur Z-Achse, während letzteres toroidartig die Z-Achse umgibt.

Für den quasistationären Schwingungszustand hat ebenfalls zu

gelten, daß keine der Dimensionen des Resonators vergleichbar

mit der Wellenlänge sein darf.

Das elektrische und magnetische Feld wird also durch die

Innenwände des Resonators begrenzt; sie sind maßgebend für die

Randbedingungen. Durch diese Selbstabschirmung ist

schon eine der wesentlichen Verlustquellen des gewöhnlichen

Schwingkreises beseitigt, diejenige der Induktion von Wirbel¬

strömen in fremden Leitern. Auch wird die bei „offenen", nicht

abgeschirmten Schwingkreisen bei Meterwellen schon spürbare

direkte Abstrahlung von Energie und die damit verbundene Dämp¬

fungserhöhung vermieden.

Dem Strom im Hohlraumresonator steht die ganze Innen¬

oberfläche zur Verfügung, seine Eindringtiefe ist durch die Fre¬

quenz und die Leitfähigkeit des Materials bestimmt. Der Quer¬

schnitt dieser vom Strom durchflossenen Schicht ist mehr als eine

Größenordnung über derjenigen eines Schwingkreises, gebildet

aus einem Drahtbügel und einer Kapazität.Die durch Feldbegrenzung und Querschnittsvergrößerung der

Strombahn erreichte Verlustarmut ist ein hervorstechendes Merk¬

mal des Hohlraumresonators. Damit verbunden ist die saubere

geometrische und elektrische Definiertheit des Schwingkreises

und die durch die Bauart bedingte mechanische Stabilität.

Auf einen besonderen Umstand möge noch nachdrücklich hin¬

gewiesen werden : Für die Technik ist es von größter Wichtigkeit,

den außerordentlichen Reichtum an Frequenzen im Gebiete kür¬

zester Wellen auch wirklich auszunutzen, stehen doch auf einem

Wellenband zwischen 1—3 Meter hundertmal mehr Kanäle zur

Verfügung, als auf einem Wellenband zwischen 100—300 Meter.

Bei gleichbleibender Kanalbreite müssen dann aber die Selektions¬

mittel hundertmal schärfer und die Ansprüche an die Frequenz¬

konstanz entsprechend höher sein. Eine solche Steigerung der

— 10 —

Qualität der Selektionsmittel können wir selbst bei Verwendungvon Hohlraumresonatoren nicht erwarten, doch ist» die Verbesse¬

rung gegenüber der Verwendung gewöhnlicher Schwingkreiseschon beachtlich.

Die den Hohlraumresonator charakterisierenden Eigenschaftenermöglichen es nun, Theorie und Berechnungsgrundlagen der

Rundfunksiebschaltungen [22] unter Beachtung der andersartigenBetriebsbedingungen auch auf UKW-Verstärker anzuwenden. Da¬

mit ist die Schaffung einer UKW-Filtertechnik möglich, welche

die von der Verwendung von konzentrischen Leitern ausgehendeUKW-Filtertechnik [9, 10, 11] ergänzt.

Es soll unter anderem Zweck dieser Arbeit sein, einen Wegzu diesen Berechnungsgrundlagen anzugeben.

1. TEIL

Berechnungsgrundlagen für die Dimensionierung von

Schwingtöpfen

I. Verlustberechnung unter Heranziehung der

Ähnlichkeitsgesetze

a) Bezeichnungen.

L = Induktivität des Schwingtopfes in cm.

C = Kapazität des Schwingtopfes in cm.

A = Wellenlänge in cm.

/ = Frequenz in Hz resp. MHz.

fm = Resonanzfrequenz des Schwingkreises.

Di = Durchmesser des Zapfens in cm.

•D2 = Durchmesser des Kapazitätsstempels in cm.

D3 = Durchmesser des Schwingtopfes in cm.

/ = Länge des Schwingtopfes./?„ = Der in Serie mit L und C geschaltete Verlustwiderstand des

Schwingtopfes ohne angeschlossene Schaltelemente und

Röhren in Ohm.

Rres= Resonanzwiderstand des Schwingtopfes ohne angeschlos¬

sene Schaltelemente und Röhren (Eigenresonanzwider¬

stand) in Ohm.

Q = Kreisgüte des Schwingtopfes ohne angeschlossene Schalt¬

elemente und Röhren. (Nur mit den Eigenverlusten be¬

haftet.)a = Leitfähigkeit des Topfmaterials in Ohm-1 • cm-1.

(0) = Die Größen des Bezugsresonators tragen den Index 0.

b) Verlustberechnung.

Werden alle Abmessungen eines Hohlraumresonators so ver¬

ändert, daß seine geometrische Form ähnlich bleibt, so verändern

sich die Werte von Kapazität C und Induktivität L in proportio¬nalem Maße und entsprechend auch die Eigenwellenlänge:

— 12 —

Xz=2n]j L-C

Wir betrachten nun die folgende unsymmetrische Form eines

Hohlraumresonators, welche sozusagen die Grundform für die

weiteren Berechnungen darstellen soll. Es sind, wie wir spätersehen werden, vorwiegend konstruktive Gesichtspunkte, welchezur Wahl dieser Form führen.

r

i \~er

•|

Fig. 2. Abmessungen der Grundform des unsymmetrischen Schwingtopfes.

Beim quasistationären Schwingungszustand fließt der Stromals Leitungsstrom mit einer durch den Skineffekt von der Fre¬

quenz und der Leitfähigkeit des Materials abhängigen Schicht¬

dicke auf der Innenfläche des Resonators, um an der Frontflächedes Kapazitätsstempels als Verschiebungsstrom überzutreten. Für

die symmetrische Bauform, d. h. zwei Stempel mit Kapazitäts¬strecke in der Mitte hat Schäpbach [12] eine Verlustformel ab¬

geleitet. Wir erweitern diese Formel für den unsymmetrischenResonator und erhalten für den Verlustwiderstand /?,,:

Der Faktor vor der Klammer ist nur vom verwendeten Mate¬rial und der Wellenlänge abhängig und hat die Dimension einesWiderstandes (Ohm).

(z.B. ocu = 5,9 • 105 ß-1 cm"1)

— 13 —

Der Klammerausdruck ist dimensionslos und enthält bis auf

das konstante Glied nur Verhältnisse der verschiedenen Längen.

Eine Multiplikation aller Dimensionen des Topfes mit dem

Faktor m läßt den Klammerausdruck unverändert, verändert je¬doch die Eigenwellenlänge des betrachteten Resonators von X0auf X = m XQ. Der Verlustwiderstand des neuen Resonators er¬

hält somit bei Verwendung desselben Materials den Wert:

/?„ = ^ (2)

Das besagt physikalisch folgendes: Der Verlustwiderstand

wird durch eine Vergrößerung der Dimensionen an sich nicht be¬

rührt, da den verlängerten Stromfäden seitlich mehr Platz zur Ver¬

fügung steht. Erst die sich vergrößernde Eigenwellenlänge be¬

wirkt eine größere Eindringtiefe und damit einen Rückgang von

Rv. Der Verlustwiderstand Rv geometrisch ähnlicher Hohlraum¬

resonatoren läßt sich aus den Daten RVo und X0 eines einzigen Nor¬

maltyps auf Grund der Ähnlichkeitsgesetze berechnen. Es genügt

somit, für eine bestimmte Wellenlänge X0 und ein bestimmtes Ma¬

terial mit ö0 die Verlustwiderstände Rv<> aller möglichen Topf¬formen mit konstanter Induktivität L (Normaltypen) zu berechnen.

Der Wert Rv eines beliebigen Resonators geht dann aus dem dieser

Kurvenschar entnommenen Wert RVo durch Multiplikation mit

einem Faktor hervor, der nur vom Verhältnis der Eigenwellen-l a

längen — und den Leitfähigkeiten der Materialien — abhängt.

Die Induktivität der auf S. 12 (Fig. 2) angenommenen Topf¬form beträgt:

£ = 2/.ln-^- (3)

Es ist dies die Formel für die Induktivität des konzentrischen

Kabels. Sie darf auf den Schwingtopf angewendet werden, da

dieser durch den beidseitigen Abschluß als Teilstück eines unend¬

lich langen konzentrischen Kabels aufgefaßt werden kann. Wir

berechnen nun die Kurvenschar /?,, als Funktion von (Dv D3, /).Da wir für die Kurvenschar L = konstant voraussetzen, sind von

— 14 —

den drei Größen D3, Du l nur noch zwei wählbar, während die

dritte durch die Gleichung 3 mit den anderen zwei Größen ver¬

knüpft ist.

Als Bezugsgrößen des Normalresonators wählen wir zweck¬

mäßigerweise:

A0 = 100 cm

a0 = acu = 5,9 • 10s ß"1 cm-1

L0 = 10 cm

Da die Eindringtiefe in der Größenordnung einiger hundertstel

Millimeter liegt, spielt der Zustand der Oberfläche selbst eine

große Rolle. Verunreinigungen, Oxydation etc., besonders wenn

es sich um schlechte Leiter handelt, wie z. B. Cu20, können den

Wert der Leitfähigkeit stark herabsetzen. Wir rechnen hier mit der

Leitfähigkeit des reinen Metalls.

Bei der Berechnung von Rv ist angenommen, daß die Längedes Zapfens gleich / sei. Die dadurch verursachte Vergrößerungvon Rv ist unbedeutend, da der Abstand a immer klein gegen /

bleibt.

Es erweist sich als vorteilhaft, /?,, als Funktion von (/) mit D±als Parameter aufgetragen. In Fig. 3 ist /?,, für Werte 1=1 — 18 cm

und Dx = 0,2—6 cm gezeichnet, d. h. für einen Bereich, für den

die Einschränkung, daß keine der Dimensionen vergleichbar mit

der Wellenlänge sei, noch Gültigkeit hat. Ferner ist auf der Ab¬

szissenachse in logarithmischem Maßstab das zu / gehörende Ver¬

hältnis ~ aufgetragen.Di

Für jeden Wert von Rv können die möglichen Dimensionen

/, D3, Dx direkt abgelesen oder umgekehrt für jede Form Rv be¬

stimmt werden. Vor der Berechnung einiger Beispiele soll diese

Kurvenschar noch kurz interpretiert werden.

oc) Bei konstanter Länge des Resonators steigen die Verlustesehr schnell mit Verkleinerung des Durchmessers des Innenleiters,dieser wird Hauptträger der Verluste. Wenn kleine Werte für

Rv erreicht werden müssen, so darf Dt nicht kleiner als 1,5—2 cm

gemacht werden, andererseits trägt eine Vergrößerung von D1 über3 cm hinaus nicht mehr viel zur Verringerung der Verluste bei.

— 15 —

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S 10 15 — &,„

Fig. 3. RVo in Abhängigkeit von den Dimensionen des Schwingtopfes.

ß) Bei konstantem Dt steigen die Verluste mit Vergrößerungvon / besonders rasch für kleinere Dv Der Resonator nähert sich

der Form eines konzentrischen Kabels.

— 16 —

Beispiel: Rr =2-10-2 Ohm, D1 = 1 cm, dann wird l^ 8,6 cm,

£>3 = 1,8 cm .

y) Sind kleine Werte für Rv notwendig, so vergrößert sich

das Volumen des Resonators sehr rasch und die geometrische

Variationsmöglichkeit für einen bestimmten Wert Rv wird klein,vor allem fallen alle kleineren Werte für D1 außer Betracht.

Liegen nun von den Bezugswerten abweichende Werte

für L, X und a vor und Rv sei vorgeschrieben und die Dimensionen

unbekannt, so verfährt man folgendermaßen:

Zuerst wird der Bezugswert R„a gebildet, indem Rv mit der

Wurzel der Verhältnisse^-

und — multipliziert wird.

(4)Rv, — Rv l/-T~ * —

Der gesuchte Resonator muß einer der für den Wert RVo mög¬lichen Resonatorformen geometrisch ähnlich sein. Nach Wahl

einer Resonatorform erhält man die endgültigen Dimensionen

durch Multiplizieren der abgelesenen Dimensionen mit dem Ver¬

hältnis — • (L0 =10 cm).

Häufiger wird der Fall sein, daß bei vorgeschriebenem Rv

auch noch Bedingungen an einen Teil der Dimensionen gestellt

werden, z. B. ein bestimmter Außendurchmesser D3 oder eine be¬

stimmte Länge /. Dann werden diese Werte mit dem Verhältnis

— multipliziert, für den reduzierten Wert RVij die zugehörigen Di-

Lmensionen abgelesen und letztere dann mit — multipliziert.

L-o

Ein Beispiel soll das Vorgehen erläutern:

Gegeben: l = 160 cm Material = Anticorodal

L = 25 cm a = 2,5 • 105 ii~l cm-1

Rv = 9 • 10-3 Ohm

Gesucht: Topfdimensionen.Der reduzierte Wert

1/ÜT2,y 5,9

RVt = 9 • 10-3 • 1/ ' '£2 = 7,4 • 10-3 Ohm

,

— 17 —

Unter den für diesen Wert möglichen Resonatoren wählen

wir z. B.

A> = 5 cm Z\ = 1,8 cm ^ = 2,7•

D3o = 4,9 cm;

Multiplikation aller Werte mit dem Verhältnis — = 2,5 führt zu

L-(l

den tatsächlichen Dimensionen:

/ = 12,5 cm Di = 4,5 cm D3 = 12,3 cm D2 = 10 cm

Steht eine der Dimensionen von vornherein fest, z. B. / = 8 cm,

so wird:

/„ = /. i? = 3,2 cm

Damit finden wir für /?,,o = 7,4- 10"3 ü die folgenden reduzierten

Dimensionen:

A,^ 1,1 cm ^^5und somit

/ = 8 cm Di ^ 2,75 cm D3 ^ 34,5 cm D2 ^ 27,5 cm

Da wir / klein gewählt hatten, wird der Durchmesser des

Topfes ziemlich groß.Gleich ist das Vorgehen, wenn Bedingungen an den Zapfen¬

durchmesser D1 gestellt werden, wie es z. B. aus Gründen der

mechanischen Stabilität notwendig sein kann.

Die Werte von Rv. und L waren in den gewählten Beispielenals bekannt vorausgesetzt. Die Größe dieser Werte hängt von den

Betriebsbedingungen, z. B. den angeschlossenen Röhren und den

Selektivitätsforderungen usw. ab. Im Abschnitt 3, der diese Zu¬

sammenhänge behandelt, werden wir von dieser Verlustberechnungwieder Gebrauch machen.

Einige Beispiele sollen noch zeigen, in welcher Größenord¬

nung sich die Beträge für die Kreisgüte Q0 für unbelastete

Schwingtöpfe (ohne angeschlossene Röhren usw.) bewegen. Da¬

bei nehmen wir an, daß vollkommen saubere Oberflächen vor¬

liegen, d. h. daß für a der Wert des reinen Metalls eingesetzt

— 18 —

werden kann. Ferner sollen alle Übergangswiderstände wie z. B.

AAantel-Boden etc. vermieden werden.

Für die Kreisgüte.Q kann geschrieben werden:

*=£^g....

(5a>

Aus folgenden Gründen werden wir in der ganzen Arbeit in allen

Gleichungen / und C und À in cm einsetzen :

Die in allen Berechnungen vorkommenden Werte für L und C

bewegen sich in der Größenordnung 5—50 cm, liegen also in der¬

selben Größenordnung wie die Resonatordimensionen und Reso¬

nanzwellenlängen. Damit ergibt sich ein direkter und physikalischviel anschaulicherer Zusammenhang zwischen den geometrischenund den elektrischen Größen.

Für die berechnete Kurvenschar für RVo bleiben L und À kon¬

stant, somit ist Q0 umgekehrt proportional zu RVI<) und wird:

18 7<2o = —£— Der Faktor 18,7 hat die Dimension Ohm.

Rv0

Die für die Kurvenschar Rv gegebene Interpretation kann sinn¬

gemäß auf die entsprechenden Q-Werte angewendet werden.

Der für L0 und A0 minimal erreichbare Wert von Rv beträgt ca.

2,8-10"3 Ohm. Dem entspricht ein Q0 von etwa 6500. Gleich

lassen sich für andere Wellenlängen und andere Materialien die

maximal erreichbaren Werte für Ço ableiten.

Auch der Wert des Resonanzwiderstandes läßt sich sofort aus

dieser Kurvenschar ablesen. Die beiden Größen Rres und Rv sind

durch die Beziehung verknüpft:

RresO = Qo2 • Rv, (5b)

Für unsere Kurvenschar wird somit:

R „-

35°

Wichtig sind die Ähnlichkeitsgesetze auch für Modellversuche,wobei z. B. die Untersuchung eines Hohlraumresonators für Dezi¬

meterwellen ins Gebiet der Meterwellen verlegt wird; es wird also

ein vergrößertes Modell hergestellt. Damit kann die im Meter¬

wellengebiet zuverlässigere Meßtechnik verwendet werden.

— 19 —

II. Die Temperaturkompensation

Da die Ausdehnung der Metalle in erster Annäherung eine

lineare Funktion der Temperatur ist, verändert sich die Eigen¬

frequenz eines Hohlraumresonators ebenfalls in erster Annäherung

linear mit der Temperatur. Ein Beispiel möge die Größenord¬

nung dieser Temperatureinflüsse zeigen:

Die relative Eigenfrequenzveränderung infolge Temperatur¬

veränderung beträgt:

-j = a>At (6)

wo <x der Ausdehnungskoeffizient des Resonatormaterials ist, z. B.

a = 1,65- 10"5 pro Grad für Kupfer.Andererseits kann für die Kreisgüte Q geschrieben werden:

wobei 2Af die Bandbreite zwischen den Punkten der Resonanz¬

kurve ist, in denen der Resonanzstrom noch-— J'max beträgt. Soll

z.B. für 10° Temperaturschwankung die zulässige Verstimmung

höchstens so groß werden, daß der Resonanzstrom auf seinen —=-

V2Wert abfällt, so darf ein aus Kupfer hergestellter Resonator eine

Kreisgüte Q von maximal

r> —

'"— ^ "Î000

2 â f 2 • 1U • acu

besitzen. Größere Verstimmungen sind möglich bei einer ungleich¬

mäßigen Erwärmung des Resonators, z. B. des Mantels und des

Zapfens. Solche Verstimmungen können durch eine für gleich¬

mäßige Erwärmung berechnete Temperaturkompensation nicht

ausgeglichen werden. Es ist daher auf jeden Fall für einen raschen

Temperaturausgleich innerhalb des Resonators zu sorgen.

Die im Folgenden kurz angegebene Berechnung einer Tempe¬

raturkompensation gilt speziell für die von uns gewählte Schwing¬

topfform. Die Bedingung für die Kompensation lautet:

— 20 —

AL AC .

_ = ____ (8)

Unter der Annahme, daß der Zapfen, Boden und Deckel aus dem-

selben Material hergestellt sind, somit das Verhältnis —L unver-

ändert bleibt, erhalten wir für die relative Veränderung der In¬

duktivität :

~ = a2-At (9)

Dabei bedeutet <x2 den spez. Ausdehnungskoeffizient des Mantels.

Die relative Veränderung der Kapazität wird:

A£ a-(\ + 2a1)AtC a + (a2 — ai)l-At

[ '

worin at der Ausdehnungskoeffizient des Zapfens ist. Es muß sein:

a2>ax. Somit lautet die Kompensationsbedingung:

a(l + 2ai)A(1 -—. r—:

-—=a2At (11)a + (or2 — a{) l • A t

Sie liefert bei bekannten Werten für a,j und <x2 die Bedingung für

den Plattenabstand «der Kapazität; eine Temperaturkompensation

von Resonatoren mit variablem Plattenabstand ist nur für eine

Stelle des Bereiches möglich.

— /(«2 — «i) A t + («22 — «l • «2) A t2

,,„.a~C

(2a1 + a2)At{">

Der zweite Summand des Zählers kann vernachlässigt werden.

So ergibt sich eine in erster Näherung von der Temperatur unab^hängige Dimensionierungsformel :

«2 — «1

2ai + a2(13)

Sie ist über Temperaturintervalle A t bis 100° noch praktischidentisch mit der exakten Formel. In diesem Intervall läßt sich

die einer Hyperbel folgende Kapazitätsänderung noch genügend

genau durch eine Gerade annähern.

— 21 —

Praktisch ist immer die Distanz a durch den erforderlichen

Kapazitätswert schon festgelegt. Über einen der Ausdehnungs¬koeffizienten kann somit nicht mehr frei verfügt werden. Durch

Umformen der Gleichung (13) erhalten wir die Bedingung für 04:

«i «2

/

/ + 2a(14)

Diesen Wert müssen wir durch Zusammensetzen des Zapfens aus

zwei Metallen herstellen. Der Zapfen mit der Länge l2 = (l — a)

bestehe aus den Teilstücken /, mit <x2 (entsprechend dem Material

des Mantels) und l3 mit a,3, so erhalten wir hiefür:

4 = 4«1— «3

a2 — ß3

4 = 4 4 (15)

Beispiel: a = 0,1 cm Mantel, Deckel, Boden

und Teilstück aus AI «2 = 2,4 -10"5

4 = 6 cm Teilstück aus Cu a3 = 1,65 10"5

Der Ausdehnungskoeffizient des aus AI und Cu zusammen¬

gesetzten Zapfens:l—a ms5'9

Länge der Teilstücke des Zapfens:

4 = 4-^^

2,28 • IQ"5

= 5,1 cm

«2— a3

Es genügt, zur Temperaturkompensation in obigem Beispiel ein

Teilstück l3 von 1 cm Länge des Zapfens aus Kupfer herzustellen.

Damit bleibt auch die bei der Ableitung gemachte Annahme, daß

D3=r- konstant bleibe, noch genügend genau erfüllt.

Es ist darauf hinzuweisen, daß die Temperaturabhängigkeitder Ausdehnungskoeffizienten selbst die Kompensation beeinträch¬

tigt. Allgemein gilt für eine Längenveränderung:

lt = l0(\ + at+ ßt2 + yt3+ ••);

für Kupfer betragen (n. Landolt-Börnstein) : « = 1,607 10-5

ß = 4,03 • IQ"9

— 22 —

Es ändert sich der tatsächliche Ausdehnungskoeffizient für A t =

20° z. B. bei Cu schon um 1/2 %.

Da unsere Dimensionierungsformel die Differenzen und

Summen nur der linearen Ausdehnungskoeffizienten a. enthält,

wird sie über größere Temperaturbereiche ungenau. Auch die Tem¬

peraturabhängigkeit der Impedanzen von angeschlossenen Schalt¬

elementen muß berücksichtigt werden.

III. Die Anpassung Generator-Verbraucher unter Berück¬

sichtigung der Schwingkreisverluste

1. Die UKW-Röhre als Generator und Verbraucher

Über das Verhalten von Röhren im Meterwellengebiet ist in

den letzten Jahren eine umfangreiche Literatur erschienen [13—

22]. Darum soll nur kurz gestreift werden, was als Grundlage

für die weiteren Betrachtungen zu dienen hat.

Im Bereich der kürzesten elektrischen Wellen sind die cha¬

rakteristischen Größen der Röhren, wie Steilheit, Innenwiderstand,

Elektrodenkapazitäten, frequenzabhängig. Die Ursache liegt in

den Zuleitungsinduktivitäten und -Kapazitäten, dem Einflüsse der

Raumladung und der Elektronenlaufzeiten. Vor allem sinken die

Werte der Eingangs- und Ausgangsimpedanzen sehr beträchtlich

ab [18, 19]. Die UKW-Verstärkertechnik charakterisiert sich da¬

her im Gegensatz zur Rundfunk-Verstärkertechnik durch folgende

Merkmale:

Die Spannungsverstärkung geschieht nicht mehr leistungslos.

Zur Erreichung eines optimalen Verstärkungsgrades spielt die An¬

passung Generator-Verbraucher eine wichtige Rolle. Die für eine

bestimmte Frequenz gültigen Anpassungsbedingungen sind wegen

der starken Frequenzabhängigkeit der Röhrenimpedanzen im all¬

gemeinen für weiter abliegende Frequenzen nicht mehr erfüllt.

UKW-Verstärker können daher, wenn gleichbleibende Verstär¬

kungseigenschaften von ihnen verlangt werden, jeweils nur ver¬

hältnismäßig schmale Frequenzbänder überstreichen.

Der Verstärkungsgrad ist nicht als das Verhältnis des Absolut¬

wertes der Ausgangsspannung zur Eingangsspannung einer

— 23 —

Röhre, sondern als das Verhältnis der Eingangsspannungen

zweier aufeinanderfolgender Röhren definiert. Wir be¬

zeichnen als Verstärkerglied die Ausgangsimpedanz der

ersten Röhre und die Belastungsimpedanz gebildet aus Schwing¬

kreis oder Filter nebst der Eingangsimpedanz der nächsten Röhre.

Mehrere Verstärkerglieder bilden eine Verstärkerkette, welche am

Eingang durch die Qitterimpedanz der ersten Röhre und am Aus¬

gang durch einen Verbraucher abgeschlossen ist.

2. Verstärkerglied mit Schwingkreis

a) Bezeichnungen.

Außer den bereits eingeführten Bezeichnungen werden die

folgenden Bezeichnungen verwendet:

Rg = Realteil der Gitterimpedanz, gemessen zwischen Gitteran¬

schluß und Kathodenanschluß der Röhre.

R'g = Realteil der durch Schaltmaßnahmen transformierten Gitter¬

impedanz Rg.

ü = Verhältnis der Spannungen [y^-l = Übersetzungsverhältnis.

R'g = ü2 Rg

x = -~ = Verhältnis des Resonanzwiderstandes des Kreises

ezum übersetzten Gitterwiderstand.

Ri = Realteil der Anodenimpedanz, gemessen zwischen Anoden¬

anschluß und Kathodenanschluß der Röhre.

Ra = der die Röhrenbelastung bildende Verbraucherwiderstand.

N = die von der Röhre in den Widerstand Ra abgegebene Hoch¬

frequenz-Wirkleistung.

|U| = Absolutwert der Spannung zwischen den Röhrenanschlüssen

entsprechend Index: g = Gitter, a = Anode und der Ka¬

thode gemessen.

5 = Stat. Steilheit der Röhre in mA/V.

Rp = der die Dämpfung des Kreises bildende Parallelwiderstand.

— 24 —

Qp = Kreisgüte des Schwingtopfes mit angeschlossenen Röhren

und Schaltelementen.

il = normierte Frequenz, nach Feldtkeller [22].

v = doppelte relative Verstimmung = 2 J—z-L-Im

b) Der Verstärkungsgrad.

Es sei die Resonanzlage angenommen, d.h. die Reak¬

tanzen des Schwingungskreises und der angeschlossenen Schalt¬

elemente und Röhren verschwinden. Ferner sollen die Verbin¬

dungen zwischen Schwingkreis und Röhren so kurz sein, daß die

an den Anschlüssen der Röhren vorhandenen Werte Rg und Rt auch

an den Klemmen des Schwingungskreises gelten.Wir erhalten dann das folgende Ersatzschema:

•

- Röhrt 1

JkR; \

—-z—o-

Rrfn

I

Röhre 2

/

I J-,

«;

Fig. 4. Ersatzschema für die Resonanzlage eines einfachen Schwingkreiseszwischen zwei Röhren geschaltet.

Soll der Röhre maximale Leistung entnommen werden, so gilt die

Anpassungsbedingung Ra = /?,-. Es ist zu bemerken, daß bei kür¬

zesten Wellen für den an den Klemmen der Röhre gemessenen

Innenwiderstand Rt die Röhrengleichung D S- Rt — 1 nicht mehr

gilt. Der diese Gleichung erfüllende eigentliche Innenwiderstand

ist viel größer und wird im wesentlichen durch die Verluste der

Elektroden und Zuleitungen innerhalb der Röhre auf den Klemmen¬

wert Ri herabgesetzt. Somit wird trotz der Anpassung Ra = Rt

die Röhre unterangepaßt betrieben. Als Arbeitssteilheit darf daher

— 25 —

praktisch der Wert der statischen Steilheit im Arbeitspunkt an¬

genommen werden.

Da immer Rg<.Ri ist, muß Rg durch Transformation (Teil-

ankopplung am Schwingkreis) auf einen solchen Wert gebracht

werden, daß die Bedingung:

Ra = -~~§r = Ri (16)

erfüllt wird. Dann ist der dem Widerstand Rg' zufallende Teil der

Leistung N optimal. Je größer Rres gemacht werden kann, desto

näher rückt diese optimale Leistung der maximal der Röhre ent¬

nehmbaren. Wir setzen:

Rres = *-R'e (17)

Dann ist die auf den Nutzverbraucher Rg' entfallende Leistung:

und der von Rres aufgebrauchte Teil:

N = N T^î (19)

Bei Veränderung von x muß das Übersetzungsverhältnis ä = 1/—^~i Rg

mitverändert werden, damit die Bedingung Ra = /?, erfüllt bleibt.

Durch Elimination von Rrcs und R/ aus (16) mit (17) und dem

Ausdruck für ü wird:

Somit wird die am Gitter der Röhre 2 auftretende Spannung:

nu = nw-lkh-]/! P»

Die Verstärkung der Röhre 1 mit der Steilheit 5 ist, unter der An¬

nahme, daß der Klemmenwert Ri viel kleiner als der elektronische

Innenwiderstand der Röhre sei:

- 26 -

Aus (21) und (22) erhalten wir den Verstärkungsgradeines Ver s tär k e rgl i ed e s in der Resonanzlage:

fcHlkh-l-i^ (23)

Die erste Wurzel, welche den Verstärkungsabfall infolge der

Schwingkreisverluste angibt, ist nur eine Funktion der realisier-

baren Schwingkreisqualität. Der zweite Faktor — • V/?,- • Rg ent¬

hält nur Röhrengrößen.

In der folgenden Figur ist 1/_"

= / (x) aufgetragen.

7

1 OB

Oi

8 9 10 —ae

Fig. 5. 1/—Ï— in Abhängigkeit vom Faktor x.

Für h = 2 (Resonanzwiderstand des Kreises doppelt so groß wie

Rg') beträgt der Verstärkungsabfall infolge der Nebenschlußwir¬

kung von Rres erst 20 o/0. Werte «>5 bringen keinen nennens¬

werten Gewinn mehr und sind bei hohen Betriebswerten Qp meist

gar nicht mehr ausführbar.

Der Frequenzgang der Verstärkung außerhalb der Re¬

sonanzlage ist grundsätzlich derselbe wie bei einem Hoch¬

frequenzverstärker für lange Wellen. Es kann daher eine in der

Literatur vorkommende Berechnungsart verwendet werden. Wir

wählen die von Feldtkeller in seiner „Einführung in die Theorie

der Rundfunksiebschaltungen" angegebene Darstellungsweise(S. 21 ff.). Diese Berechnungsart stellt die Gleichungen von Orts-

— 27 —

kurven auf, auf denen sich der Vektor der reziproken Verstärkung

in Funktion der Frequenz bewegt. Es ist eine rein formale Rechen¬

methode, welche den physikalischen Inhalt kaum mehr zutage

treten läßt, aber den Vorteil hat, den Verstärkungsverlauf sehr aus¬

führlich zu beschreiben. Der Frequenzmaßstab der in logarith¬

mischem Maßstab gehaltenen Kurven der sog. Verstimmungsdämp¬

fung ist normiert, sie sind daher allgemein gültig. Wir erhalten

in Erweiterung auf UKW-Verstärker für den Verstärkungsgrad als

Funktion der Frequenz:

worin Q = Qv die sog. normierte Frequenz bedeutet.

Durch Logarithmieren der Gleichung (24) erhalten wir zwei

Summanden, wovon der erste die Verstärkung in der Resonanzlage

darstellt und der zweite die Verstimmungsdämpfung.

fifl = lnT • f-TTT " ^ ' Rs ~ln ^ + 9J (25)

Damit können die von Feldtkeller aufgestellten Kurven für die

Verstimmungsdämpfung zur Bestimmung des Frequenzganges

eines Verstärkergliedes oder einer Verstärkerkette verwendet

werden.

c) Die Bestimmung der Größen von L, C und /?,..

Wir verlangen von dem durch die beiden Röhrenwiderstände

Ri und Rg belasteten Kreis eine vorgegebene Selektivität, zu deren

Kennzeichnung die Angabe der Kreisgüte Qp genügt.

Aus (5a) und (5b) wird durch Einsetzen der Werte für den

belasteten Schwingkreis:

—

30 \ L

Soll ein vorgegebener Wert Q„ innegehalten werden, so gibt dies

eine Bedingung an -^

ê=(wJ <27>

— 28 —

Der die Dämpfung des Kreises bestimmende Parallelwiderstand

Rp ist wegen der Anpassungsbedingung Ra = R, gleich -y.

Rp = ^ (28)Rj2

Somit lautet die Bedingung für das Verhältnis -=

C V60 • Qp) (29)

Bei vorgeschriebener Wellenlänge / = 2ti ^L • C können L und C

bestimmt werden.

Zur Berechnung der Topfdimensionen ist noch

die Kenntnis des Resonanzwiderstandes Rres oder diejenige des

Verlustwiderstandes Rv notwendig. Wir lassen Rris und damit x

eine Funktion des zugelassenen Verstärkungsverlustes sein. Unter

Verstärkungsverlust verstehen wir den prozentualen Abfall des

Verstärkungsgrades gegenüber dem Idealfall des verlustlosen

Schwingkreises. Aus (16) und (17) erhält man:

Rres^{^\)-Ri (30)

Im Abschnitt I haben wir den Verlustwiderstand Rv als Funktion

der verschiedenen Topfdimensionen berechnet, er ist mit Rres nach

Beziehung (5b) verknüpft:

*. = |? (31)

worin Q die Kreisgüte des nur mit den Eigenverlusten belasteten

Resonators ist. Mit (30) wird Q:

Q = *yji. fc (32)

Durch Kombination von (32) und (29) mit (31) eliminieren wir

Rres, 7^ und Q und erhalten den Verlustwiderstand Rv als Funktion

der Ausgangsimpedanz /?,• der Röhre, der geforderten Kreisgüte Q„und mit x des zugelassenen Verstärkungsverlustes:

— 29 —

Rv =Ri

2

4(* + i)q;(33)

Wenn wir jedoch nicht einen bestimmten Verstärkungsverlust fest¬

legen, sondern einen vorgegebenen Wert für Ry annehmen, so er¬

halten wir % und damit den Verstärkungsgrad als Funktion von

Rv, Ri, Qp-

v. = -l—2 - 1 (34)

Beide Berechnungsarten sind anwendbar. Wir wählen die erstere,

da sie bei nicht allzu kleinen Werten von Rv eine größere Be¬

wegungsfreiheit in der Wahl der Dimensionen zuläßt.

d) Formeldiskussion.

Das Verhältnis^

wird auch charakteristischer Widerstand

genannt und gibt darüber Aufschluß, ob im Schwingkreise ver¬

hältnismäßig starke Ströme (niederohmige Form) oder hohe Span¬

nungen (hochohmige Form) auftreten. -= ist nach (29) pro¬

portional R,2 und umgekehrt proportional Qp2. Bei vorgegebener

Wellenlänge ist also L proportional R, und umgekehrt pro¬

portional Qp. Andererseits sind die linearen Abmessungen des

Schwingtopfes proportional L. Daher ergibt großes RL große

Resonatoren, großes Qp kleine Resonatoren.

Die mit den äußeren Schaltelementen an den Kreis ange¬

schlossenen Reaktanzen sind fast immer kapazitiv. Ihr Wert ist

schwer berechenbar und teilweise stark spannungsabhängigA f

(Gittereingangskapazität). Um die Verstimmung ~ infolgefm

äußerer Einflüsse möglichst klein zu halten, muß die Kapazität

des Schwingkreises zur Hauptsache im Schwingtopf liegen. Dazu

kommt noch ein anderer, mindestens so wichtiger Grund: Mit

größer werdendem Anteil der äußeren Kapazitäten an der Total¬

kapazität des Schwingkreises verlagert sich der Schwingstrom

immer mehr in die mit hohen Verlusten behafteten Zuleitungen

— 30 —

und Röhrenteile, und dann wird die hier durchgeführte Berech¬

nung in jeder Hinsicht unanwendbar.

Bei Verdoppelung eines vorgegebenen Wertes Qp bei kon¬

stanter Wellenlänge verdoppelt sich die notwendige Schwingkreis¬

kapazität und der prozentuale Anteil der äußeren Schaltkapazität

an der relativen Verstimmung -~- wird halbiert, das Produkt

A f i"1

~- Qp bleibt konstant. Wir benennen den Ausdruck die Ver-Jm

Stimmungsstabilität eines Kreises.

Vs = ^l.Qp (35)Im

Sie gibt an, wie groß die Verstimmung bezogen auf die Breite

der Resonanzkurve (z. B. für 45 °-Verstimmung) ist. Für Vs = 0,5

beträgt der Verstärkungsabfall schon 0,32 Neper. Praktisch soll

Vs nicht größer als 0,35 werden. Die erreichbare Verstimmungs¬stabilität ist nur eine Schaltungs- und Röhrenfrage.

Einer Erhöhung von Qp sind Grenzen gesetzt, da die im Re¬

sonator auftretenden Verluste auch bei günstigster Wahl der Di¬

mensionen einen bestimmten Betrag nicht unterschreiten. Die

maximal erreichbaren Betriebswerte Qpnax sollen für variable

Wellenlänge kurz hergeleitet werden. Für XQ = 100 cm und aCu

darf als unterer erreichbarer Wert Rv = 4 • 10~3 Ohm angenommen

werden, ferner setzen wir x = 2. Unter Berücksichtigung von

Gleichung (2) S. 13 formen wir Gleichung (33) um, und erhalten

mit den angenommenen Werten für x und Rv:

^PmrtY

^ 4,8 • 10-2 -|/^

Hierin ist /?,- ebenfalls eine Funktion von-y-.

Es gilt angenähert/ k V

K

/?,- ^ p I.

I,wo p eine Röhrenkonstante ist.

Damit wird:

1,25

0^=4,55. V/,.(_)

— 31 —

Wir erhalten z.B. für die Philips UKW-Pentode EF 51 mit

p = io4 folgende Werte für Qpmax:

l = 1Ü0 cm QPmax = 455

200„

1090

400„

2590

Es läßt sich zeigen, daß Werte Q/)>103 wegen unzureichender

Verstimmungsstabilität, auch bei Preisgabe der Anpassung Ra = Rn

kaum mehr realisierbar sind, wenn es nicht gelingt, durch andere

Röhrenkonstruktionen die verstimmenden Einflüsse weitgehendzu verringern.

Beispiel:

Es soll an diesem Beispiel die Frage der Teilankopplungdes Gitters noch eingehender untersucht werden.

Gegeben: X = 160 cm

Qp =600 S = 10 mA/VRi = 25 k il /. = 2

Rg= 4kQ

Gesucht: Verstärkungsgrad, L, C und die Topfdimensionen,wobei angenommen werde, ein Rohr mit D3 = 15 cm stehe zur

Verfügung.

er) Verstärkungsgrad pro Verstärkerglied.

ß> Verhältnis A = (^)" = 0,48

hieraus mit l = 160 cm L — 17,6 cm

C = 36,7 cm

y) Der Verlustwiderstand

Rv = ^Tf= 5,8 10-3 Ohm

4(k + \)Ql

und damit die Topfdimensionen:Der Topf bestehe aus Anticorodal mit a = 2,5-105.

32 —

Der reduzierte Verlustwiderstand

RVo = Rv ]f^— = 4,8 • KT3 Ohm.

Der reduzierte Durchmesser: D3o = D3.^ = 8,5 cm.

In der Kurventafel Fig. 3, S. 15 suchen wir für RVg = 4,8 • 10-3

Ohm denjenigen der Parameterwerte Dv der, multipliziert mit

Dodem ihm zukommenden Maßstabswert — den Wert D 30 ergibt.

D*

Wir finden Dh = 2,8 cm, ~ = 3,0 und l0 = 4,6 cm.

Und die endgültigen Werte: D3 = 15 cm

Di = 5,0 cm

/ = 8,1 cm

ô) Der Abstand a der Kapazitätsstrecke wird, wenn wir den

äußern Anteil an der Gesamtkapazität mit ca. 7 cm einsetzen:

A2a 0,3 cm.

16-C

Um den Einfluß einer mechanischen Deformation auf die Ver¬

stimmung klein zu halten, soll ein Wert von 0,1 cm im allgemeinennicht unterschritten werden.

e) Die Gitterspannung.

Es ist der übersetzte Gitterwiderstand R'g — —^—• Ri

undjRi /-+ 1

oa (36)

Wir stellen die Gitterspannung durch einen kapazitiven Span¬

nungsteiler her:

^sCg + Ck

(37)

Fig. 6. Oitteranpassung durch Teilankopplungmit kapazitivem Spannungsteiler.

— 33 —

Diese Art der Anpassung ist nur anwendbar, wenn der Spannungs¬

teiler leerläuft, d. h.1 ! .11

undio Cg l i to Ck

gangskapazität von Cg ^ 9 cm wird für l = 160 cm

Re. Bei einer Gitterein-

1

I io Cg

84 Q

und Rs = 4kü, diese Bedingung ist also genügend genau erfüllt.

QDamit wird : Ck = —^ ^5 cm und die resultierende, von der

u-\

Gitterseite am Resonator angeschlossenen Kapazität Cres ^ 3,2 cm.

Die Anodenkapazität der verwendeten Röhre beträgt ca. 3,6 cm,

somit die totale äußere Kapazität bei Reduktion der Streukapazi¬täten auf ein Minimum:

Cä ^ 7 cm

Außer der Verkleinerung der dämpfenden Wirkung des Gitters hat

die Gitter-Teilankopplung noch folgende Vorteile:

Die große Eingangskapazität der Röhre erscheint am Reso¬

nator auf den..ten Teil reduziert, was die Kreisgüte verbessert.

Eine Variation A CK (ACe<Cg), dieser sehr stark spannungs-

abhängigen Kapazität erscheint am Resonator auf den Wert

A Cg' ^ ..2g reduziert, die Verstimmungsstabilität wird damit

wesentlich erhöht.

In unserem Beispiel betrage A CK = 0,2 cm, dann wird die

Verstimmungsstabilität

Vs = T' • Q = 0,2, was genügt.Im

Wollten wir den hier berechneten Schwingkreis aus einem

Drahtbügel und einer Kapazität mit Luftdielektrikum herstellen,

so wäre dies aus zwei Gründen unmöglich. Ein gerades Draht¬

stück von 2 cm Länge und 1 mm Durchmesser besitzt schon die

erforderliche Induktivität von 17,6 cm. Räumlich lassen sich eine

so kleine Induktivität und die relativ große Kapazität gar nicht zu

einem Schwingkreis vereinen. Weiter kann bei einem offenen

Schwingkreis die geforderte Verlustfreiheit gar nicht hergestelltwerden.

— 34 —

Deutlich zeigt es sich, wie der Hohlraumresonator, der auch

als große Zahl parallelgeschalteter Schleifen (entsprechend kleiner

Induktivität) aufgefaßt werden kann, sozusagen von der Natur

mit allen den Gaben ausgestattet ist, die ihn nützlich machen,

nämlich: kleine Verluste, kleiner Kennwiderstand — bei vernünf¬

tigen Abmessungen, dazu Selbstabschirmung und gute Berechen¬

barkeit.

e) Der Schwingtopf mit Doppelkapazität.

Wir leiten kurz die Bedingungen für die folgende, in be¬

stimmten Fällen gut brauchbare Form ab.

Ct c>

Fig. 7. Schwingtopf mit Doppel¬

kapazität, schematisch.

Q

oJetf

rç fl;

\Rg

Fig. 8. Ersatzschema des Schwing-

. topfes mit Doppelkapazität.

Dieses Schema ist, wie meist bei kurzen Wellen, insofern nicht

ganz korrekt, als die Induktivität nicht konzentriert, sondern auf

Mantel und Zapfen verteilt zu denken ist.

Für die Teilspannungen U\ und U2 ist das jedoch ohne Belang.

Wir definieren : U2 = ü ÜM (38)

somit: fli = (1 — a)llM. (39)

Die beiden Übersetzungsverhältnisse können nicht unabhängigvoneinander gewählt werden. Für die Resonanzlage ist:

— 35 —

Weiter soll unter Berücksichtigung des Eigenverlustes des Kreises

die Anpassung an die an der Kapazitätsstrecke Ct angeschlossene

Röhre 1 mit Rt erfüllt sein. Ist wieder Rres der Eigenresonanz¬widerstand des Kreises, so wird:

ReRi ---

u

0-")2 R^A-^

Rn

(41)

w-

Wir setzen wieder: Rres = xRs' und führen diesen Wert unter Be¬

rücksichtigung von (40) in (41) ein und erhalten:

Re »2\?

Ri (1 —«)2 * +1(42)

Dies ist die Bedingung für das Übersetzungsverhältnis ü, wobei

der Wert «<1 zu nehmen ist. Der Dämpfungswiderstand Rp ist

wegen der Anpassungsbedingung gleich der Hälfte des in den

Kreis transformierten Anodenwiderstandes:

Rp = Ô7ÏTÎ • (43>2 (1—

ü)3

l__

r Rj_C L(l —ä)2-<

Somit--

-\(\-üy.w.Qp(44)

Da ü kleiner als 1 ist, sind bei gleich großen Ri und gleichem

Verhältnis — größere Werte für Qp realisierbar als bei dem ein¬

fachen Kreis mit einer Kapazitätsstrecke. (Vergl. Gl. (29).)

Für die Kapazitätsunterteilung erhalten wir:

(45)

(46)

(47)

c2 = Ctot • f' + r

ü

,1

Ci =Ctot

c2-

• c2

" Ctot

Der Verlustwiderstand Rv wird

pü2 R?

J\v —

4 *•(! -ay. R* •Qp

— 36 —

Für den Verstärkungsgrad pro Verstärkerglied erhalten wir den¬

selben Ausdruck:

U.e*\

«*l j/iTTT-T-^^ (23)

3. Verstärkerglied mit zweikreisigem Bandfilter

a) Bezeichnungen.

j2Xp = Reaktanz des Schwingkreises,j X* = Reaktanz des Kopplungsgliedes.3 = Wellenwiderstand des Kettengliedes.

2nfm-L

*K= Kopplungskoeffizient (L in Hy.)

d =

n *'=

7=r= Dämpfungskoeffizient.

Rp Qp

£2R = normierte Resonanzverstimmung nach Feldtkeller [22].iia = normierte Grenzverstimmung nach Feldtkeller [22].F = Formwert, Definition s. Lit. [22].bu = Höckerdämpfung, Definition s. Lit. [22].

(1),(2)= Größen des Kreises 1 tragen Index 1 und entsprechendfür Kreis 2.

fm = Frequenz der Lochmitte des Durchlaßbereiches, auch

Bandmitte genannt.

b) Wellen widerstand und Kopplungsfaktor.

Folgende zulässige Vereinfachungen und Einschränkungensollen gelten:

Alle wirksamen Blindvviderstände der 1. Röhre seien im

Kreis 1 konzentriert, ebenso diejenigen des Gitterkreises der

Röhre 2 im Kreis 2. Beide Kreise seien gleich gebaut und auf die¬

selbe Frequenz abgestimmt. (Abgestimmtes symmetrisches Band¬

filter.) Die Durchlaßbreite soll klein gegen fm, die Frequenz der

Bandmitte, sein. Ferner sei die Dämpfung der Kreise klein, und

die Kopplungsreaktanz j Xk verlustlos angenommen. Dann er¬

halten wir folgendes Schema:

— 37 —

x

NRöhre 1

© Ri

hfiXk

JzXP

Röhre 2 '

a) a)

i2Xp—o-=

R,

Fig. 9. Ersatzschema eines zweikreisigen Bandfilters, zwischen zwei Röhren

geschaltet.

Die Resonanzwiderstände der beiden Schwingkreise sind im

Schema aus den Kreisen herausgelöst; wir erhalten zwischen

den beidseitigen Dämpfungswiderständen RPl = /?, j| Rresl und

R„2 = Rg || Rres2 ein Siebkettenglied in tu-Form aus verlustfreien

Blindwiderständen.

Der Wellenwiderstand dieses Jt-Grundgliedes, dessen Betrag

wir für die Frequenz fm berechnen möchten, kann geschrieben

werden:

S+ 4-A--

(48)

Die Größe der Kopplungsreaktanz \ Xk ist ohne weiteres aus dem

Schema herzuleiten, jedoch nicht diejenige von \2XP, da für L

und C Resonanznähe vorliegt. Für die Mitte des Durchlaßbereiches

ist der Betrag von j 2 Xp aus der Abstimmvorschrift für abge¬stimmte Bandfilter {FeIdtkeller, Rundfunksiebschaltungen, S. 81)herauszulesen: Der aus der Parallelschaltung von \Xk und \2XP

gebildete Parallelschwingungskreis muß bei einem abgestimmtenFilter auf die Frequenz fm der Lochmitte des Durchlaßbereiches

abgestimmt sein. Somit müssen die Reaktanzen j Xk und \2XP

entgegengesetzt gleich groß sein.

\Xp =xk

(49)

— 38 —

Durch Einführen dieses Wertes in (48) wird:

3n, = \Xk\'

(50)

Der Wellenwiderstand ist innerhalb des Durchlaßbereiches reell,und sein Wert ist für die Bandmitte gleich dem Absolutbetragder Kopplungsreaktanz. Wird das Kettenglied auf der einen Seite

mit seinem Wellenwiderstand abgeschlossen, so erscheint dieser

Widerstand an den beiden noch offenen Klemmen. Erfolgt auch

dort der Abschluß mit dem Wellenwiderstand, so wird alle von

einem Generator an das Kettenglied abgegebene Wirkleistung re¬

flexionsfrei auf den Verbraucher übertragen.Wie sich leicht zeigen läßt, entspricht dieser Fall der An¬

passung an den Wellenwiderstand der sogen, kritischen Kopp¬lung der beiden Schwingkreise. Der Höckerabstand A fH ist für

ein überkritisch gekoppeltes Bandfilter:

1

àfH=±^-7;^-j-\ (51)

k = Kopplungskoeffizient =

d = Dämpfungskoeffizient =

U

Beim kritisch gekoppelten Bandfilter ist A fH = 0 und damit

k = d. Die Gleichsetzung ergibt | JVA | = Rp. Andererseits ist auch

\Xk\ = Q. Das Auftreten von Koppelwellen (£>d) bedeutet

nichts anderes als Überanpassung (R„>\Xk\) in der Bandmitte,und Anpassung an zwei Punkten (Ort der Höcker) beiderseits

der Bandmitte an den gegen die Lochgrenzen zu auf den Wert oo

ansteigenden Wellenwiderstand [23].

c) DerVerstärkungsgrad.

Für die Berechnung des Verstärkungsgrades in der Bandmitte

und bei Anpassung \Xk\ = Rp erhalten wir folgendes verein¬

fachtes Schema:

Ri • RreSj n Rg ' Rh

Ri + Rres,"'

~

R/+~&

'Vi — D. I O «P. — ~^> i D" \Pl)

— 39 -

S) Ri 1 ^«, Filter Rreç Ri

Fig. 10. Ersatzschema des Bandfilters für die Bandmitte bei Anpassung an

den Wellenwiderstand.

Da das Filter symmetrisch ist, d. h. Rresl = Rres2 und RPl = Rp2,

wird Re' = Ri.

Vom Generator (Röhre 1 mit Ri) aus gesehen, schaltet sich

dem an den Eingangsklemmen des Filters erscheinenden Wert

RP2 noch Rresl parallel. Das Ra des an den Generator angeschlos¬

senen Verbrauchers ist somit kleiner als /?,. Die Fehlanpassung

an den Generator ist umso größer je kleiner das Verhältnis

Rres . .

Rj= * 1St

Wir berechnen den Verstärkungsverlust infolge Fehlanpas¬

sung und Nebenschlußwirkung von Rresl und RreS2- Es ist:

Rres

~~2~R*'Ra

Rs' +Rr,

Mit Rres = xRi = xRg' wird:

Ra = Ri —r^ix + 2

Die vom Generator abgegebene Leistung N ist:

4 -Ri-Ra_

4x-/?,-2N=Nm

(Ri+Ra)2 (Ri+Ra)2(y. + 2)

(53)

(54)

(55)

wo Nmax die bei Anpassung abgebbare Leistung ist.

Der von N dem Gitter zugeführte Teil der Leistung Ng wird

Rres

2

Ng = N = N

Rg +% + 2

' (56)

— 40 —

Durch Einsetzen von (56) in (55) wird

4 x2 • ftNg = Nmax

ausgerechnet

Der Faktor

(Ri+Ra)H* + 2y= Nm

4x!

1 +* + 2,

(•/ + iy

Ng=Nm l-t-ù'

(57)

(58)

(-Tir)' «*• den Leistungsverlust infolge Neben-

Schlußwirkung und Fehlanpassung an. Die Spannung VLe2 am

Gitter der Röhre 2 ist proportional ^Ng. Ferner gilt für die

Spannungsübersetzung der Gitter-Teilankopplung

Damit wird

UA — üam (59)

worin Uamai die für verlustfreies Filter (x = oo) an den Klemmen

des Filters erreichbare Spannung ist.

Die Verstärkung der Röhre 1 für x = oo ist

Kamar = 11Ri

Sl-S-2

(22)

Aus (59) und (22) erhalten wir den Verstärkungsgrad für

Bandmitte bei Anpassung an den Wellenwider¬

stand:

H+lfRi Rg (60)

d) Bestimmung der Größen L, C und Rv.

Die Form der Bandfilter-Resonanzkurve werde vorerst durch

die Größe Q, die wir später durch eine andere ersetzen werden,

charakterisiert. Der die Dämpfung d = -=- der beiden Kreise be-Qp

stimmende Wert des Parallelwiderstandes Rp ist für beide Kreise

— 41 —

Ri ' Rre.

W+ Rn= Ri

V.+ \(61)

Jeder Kreis ist als nur durch den direkt an ihm „hängenden"

Widerstand Rp gedämpft zu betrachten, und nicht noch zusätzlich

vom andern Kreis her über das Kopplungsglied. Bei gekoppelten

Kreisen ist die für das Verhältnis —r maßgebende Dämpfung so

definieit.

Das Verhältnis -= wird unter Einsetzen von (61) in

(27) bei gefordeitem Qp:

l r^^ Ri v

C bc + 1"

30 Qp\ (62)

Der Wert des Verlust Widerstandes /?,. der Einzelkreise

wird:

* • RiRv =

<22

kombiniert mit Q = (x -f- 1) • Q„ ergibt sich

R,=x • Ri

(* + \)*-Qp*

(63)

(64)

e) Verstärkung außerhalb der Bandmitte und bei

überkritischer Kopplung.

An einem Übertragungskanal interessieren meist seine Durch¬

laßbreite und die darin vorkommenden Unterschiede des Ver¬

stärkungsgrades. Fast immer werden überkritisch gekoppelte, d. h.

in der Bandmitte überangepaßte Filter (Rp > $„,) verwendet. Der

Verstärkungsgrad durchläuft dann zwei Maxima, welche den

Punkten der Anpassung R„ = Q entsprechen.

Anstatt eine Ableitung durchzuführen, welche den Verstär-

kungsgang als Funktion der Frequenz und mit dem Verhältnis -g-^

als Parameter beschreibt, greifen wir in der Reihe der bekannten

— 42 —

Berechnungsarten auf die Darstellungsweise Feldtkvllers*) [Lit.

22]. (Vergl. auch S. 26 dieser Arbeit.)Die Grenzen des Durchlaßbereiches sind dort gewählt, wo

die Resonanzkurve nach Durchlaufen der Höcker wieder unter den

Wert der Verstärkung in der Bandmitte, die sog. Abstimmver¬

stärkung, heruntersinkt (S. 33). Sind die Qrenzfrequenzen Qglund üg2 des Durchlaßbereiches, ferner die Welligkeit der Ver¬

stärkungskurve vorgeschrieben, so kann über die Steilheit der

Bandfilterkurve nicht mehr verfügt werden. Die Zahl Q als Maß

der Flankensteilheit beim einfachen Kreis verliert damit beim

Filter seine Anschaulichkeit. Wir ersetzen daher die in Glei¬

chungen (62) und (64) noch vorkommende Größe Qp durch die

normierte Grenzfrequenz Qe. Beide Größen stehen für das abge¬stimmte zweikreisige Bandfilter in folgender Beziehung zuein¬

ander (S. 22 und 88):

Qp Qg . iom = Kreisfrequenz Bandmitte.

com

~

wga — wm' '

cjgt = Kreisfrequenz obere Durch¬

laßgrenze.

Die Größe von Qg erhalten wir aus dem Wert der zugelassenenWelligkeit, welche identisch ist mit der Höckerdämpfung bH mit'

den folgenden Beziehungen (S. 32, 33)

1 4F2bfi= —

~2~ln

47?zry(m Neper), (66)

fi, = ± V2~^—T. (67)

F ist der Formwert der normierten Ortskurve der reziproken Ver¬

stärkung (S. 26ff.). Er reguliert die Veränderung des Verstär¬

kungsverlaufes bei variabler Kopplung. Für beide Formeln können

Zahlenwerte aus Kurven entnommen werden (S. 31, 32).

Mit Gleichung (65) erhalten wir für -^ und /?„:

c~ L + r tom nj (02a)

*) Die in diesem Unterabschnitt im Text in Klammern gesetzten Seiten¬

zahlen beziehen sich auf das Buch Feldtkeller, Einführung in die Theorieder Rundfunksiebschaltungen, 1940.

— 43 —

Rv ~(^ïïp \~^T~) jy

(64a)

Damit sind die Daten des Filters bis auf die Größe des Kopp¬

lungsgliedes festgelegt. Es ist zu beachten, daß unser Berech¬

nungsgang für UKW-Filter wegen der zur Hauptsache in den

Röhren liegenden Dämpfungen verschieden von demjenigen für

Rundfunksiebschaltungen (S. 88) ist. Insbesondere kann das Ver¬

hältnis -= nicht beliebig angenommen werden.

Der Betrag der Kopplungsreaktanz wird (S. 88,

Gl. 3)

1**1 = 2%;; <68>

Darin ist QR die normierte Resonanzverstimmung. QR gibt im

normierten Frequenzmaßstab der Bandfilterkurve denjenigen Punkt

an, für welchen Resonanz der beiden Einzelkreise ohne Parallel¬

schalten des Kopplungszweiges vorliegt. Für ÜR kann geschrieben

werden (S. 44)

ß_= + l//r_4_. (69)f^

Beispiel der kritischen Kopplung:Der Formwert F beträgt für die kritische Kopplung F = 0,5.

Damit erhalten wir aus (69) QR = -±_ 0,5, und Gleichung (68) wird

mit diesem Wert:

| Xk | = Rp, d. h. Anpassung an den Wellenwiderstand. (Vergl.Gl. (50).)

Aus Gleichung (68) und den Kurvenscharen für die Ver¬

stimmungsdämpfung (S. 29, 30) kann der einer zugelassenen

Welligkeit bu entsprechende Wert der Überanpassung bestimmt

werden. Bei einer Welligkeit von 0,3 N (35 <y0 Spannungsüber¬

höhung gegenüber Bandmitte) ist F = 1,5 und damit ÜR = 1,12,

somit Rr, = 2,24 |X* |. In praktischen Fällen schwankt der Wert

Rp7-~t sogar nur zwischen 1,05—1,5. Deutlich zeigt sich, wie stark' ' Rdie Kurvenform von dem Verhältnis r—%-, abhängt. Hier liegt auch

— 44 —

der Grund, warum die Fehlanpassung an den Generator in Kauf

genommen werden muß zugunsten eines ganz bestimmten An¬

passungsverhältnisses an den Filterklemmen.

Eine zuverlässige Berechnung von UKW-Filtern muß zur

Grundlage eine genaue Kenntnis der an den Klemmen der Röhren

erscheinenden Widerstände Rt und R,, haben, da sie die Größe

von R„ zur Hauptsache bedingen. Die heute erhältlichen Angabenüber UKW-Verstärkerröhren sind jedoch sehr unbestimmt und

stark von der verwendeten Schaltung abhängig. Damit verunmög-licht sich vorläufig noch eine genaue Vorausberechnung von

Filtern, wenn nicht für jeden Einzelfall mit relativ umfangreichenMeßeinrichtungen die Röhrenimpedanzen experimentell bestimmt

werden. Es ist daher zu wünschen, daß von den Röhrenfabriken

genauere Angaben über die im Betriebe mit verschiedenen Schal¬

tungsanordnungen sich ergebenden Daten der UKW-Röhren ge¬macht werden.

Ein Beispiel soll noch die Größenordnung der Band¬

breiten bei verschiedener Welligkeit zeigen. Die Breite des Durch¬

laßbereiches sei angenommen und die Höckerdämpfung hierauf

berechnet. Es sei

l = 160 cm

Qp = 1000, Durchlaßbereich 2Af: 200,400,600,800 kHz.

Durch Einsetzen von Qp und aus den vorgegebenen Werten

A co = 2xAj in (65) erhalten wir Werte von Qe, mit (67) die

Formwerte und mit (66) die Höckerdämpfungen in Neper. Ferner

berechnen wir aus (68) und (69) noch das Verhältnis der An-

Rpassung Y^rr

'"ria" n"^Am''^°-

in uei

1 Ak\

r nanumme:

2 A fkHz O"•8 bH

Rp

\Xk\

200 0,523 0,05 1,26400 1,064 0,15 1,8600 1,596 0,35 2,45800 2,13 0,56 3,18

Der Durchlaßbereich beträgt für eine mittlere Höckerdämpfungvon 0,2 Neper ca. 500 kHz bei der angenommenen Resonanz¬

schärfe von Qp = 1000 für jeden Einzelkreis des Filters.

— 45 —

Die Definition des Durchlaßbereiches für ein überkritisch ge¬

koppeltes Filter wird für ein kritisch gekoppeltes Filter sinnlos,

da keine Höcker mehr vorhanden sind. In dem Falle soll als

Durchlaßbereich derjenige mit 0,2 N Verstimmungsdämpfung

gegenüber der Abstimmverstärkung an den beiden Grenzen defi¬

niert werden. Dann wird für das obige Filter, kritisch gekoppelt,

der Durchlaßbereich ca. 220 kHz.

f) Formeldiskussion und Vergleich Schwing-

kreis-Zweikreisiges Filter.

Unter gleichen Betriebsbedingungen lassen sich mit dem

Filter ca. l,5mal höhere Werte für Qp erreichen als beim einfachen

Kreis bei einem etwas kleineren Verstärkungsgrad. Für x = 2

und Rv = 4-10"3 Ohm erhalten wir für das maximal erreich¬

bare Qpmax (vergl. Ableitg. S. 30 dieser Arbeit) :

— /1 y-25Qpmax = 7,5 • i p \j-J .

Es sind kaum die etwas höheren Q-Werte, als vielmehr die gün¬

stigere, sich mehr der Rechteckform nähernde Resonanzkurve,

welche dem Filter den Vorzug gibt. An sich ist die Bandbreite

eines Niederfrequenz-Übertragungskanals, wenn es sich nicht um

eine Breitbandmodulation handelt, so schmal, daß die zur Ver¬

fügung stehende Durchlaßbreite auch bei Realisierung der Maxi¬

malwerte für Q noch ein bis zwei Größenordnungen größer ist.

Ein kritisch oder leicht überkritisch gekoppeltes Filter wird in

einem solchen Fall nur einen Sinn haben, wenn die Schwankungen

der Trägerfrequenz und die Verstimmungsstabilität des Verstärkers

nicht innerhalb der für einen einfachen Kreis notwendigen Tole¬

ranzen zu halten sind. Dieser Bereich A f ist für 0,2 N Verstim¬

mungsdämpfung beim kritisch gekoppelten Filter rund doppelt so

groß wie beim einfachen Kreis.

Bei der Berechnung der Verstimmung des Filters darf da¬

mit gerechnet werden, daß zur Hauptsache die Gittereingangs¬

kapazität der Röhren Schwankungen unterworfen ist. Es wird

also nur einer der beiden Kreise verstimmt. Da ein abgestimmtes,

— 46 —

symmetrisches Filter bei kleinen Verstimmungen eines Kreises

immer noch als symmetrisch gelten darf, wird die resultierende

Übertragungskurve noch nicht unsymmetrisch. Die Bandmitte und

eine der Durchlaßgrenzen verschieben sich in erster Näherung umdie Hälfte des Betrages, um den sich die Resonanzfrequenz eines

einfachen Kreises verschieben würde, die Übertragungskurve wird

somit etwas breiter.

Dieser Effekt dämpft in erster Linie den Einfluß variabler

Abstimmkapazitäten, während die günstigere Resonanzkurve des

Filters den Verstärker unempfindlicher gegen Schwankungen der

Sendefrequenz macht.

4. Die Antenne als Generator und Verbraucher

In einem Empfangsverstärker tritt die Antenne als Abschluß

der Eingangsklemmen (Generator) und in einem Sendeverstärker

als Abschluß der Ausgangsklemmen (Verbraucher) auf. Beide

Fälle müssen, soweit sie Anpassungsbedingungen betreffen, kurz

gestreift werden.

a) Antenne als Generator.

UKW-Empfangsantennen sind meist als abgestimmte Dipole

von -=- Länge ausgebildet. Es kann erreicht werden, daß an den

Klemmen im Strombauch nur der reelle Strahlungswiderstand Rs

(z. B. Rs = 72 Ohm) auftritt. Dieser Widerstand, der das R, der

Antenne als Generator darstellt, tritt im ersten Verstärkergliedanstelle des R, einer Röhre. Die Diskussion für den einfachen

Kreis hatte gezeigt, daß das R, gewisse Grenzen weder über- noch

unterschreiten soll. Daher muß Rs auf einen höheren Wert trans¬

formiert werden. Die Transformation erfolgt am besten kapazitiv.Da die Breite des überstrichenen Frequenzbandes verhältnismäßigschmal ist, kann das Übersetzungsverhältnis als konstant ange¬sehen werden.

Wir erhalten das folgende bekannte Ersatzschema [24] :

47 —

Fig. 11. Ankopplung der Empfangsantenne an den Eingangskreis eines

Verstärkers.

Die Serienschaltung Ck und Rs kann (für eine Frequenz) ersetzt

werden durch eine Parallelschaltung der Kopplungskapazität mit

einem vorgegebenen Widerstand Rt

Rs w* • CÄ2 =1

Ri

oder1

w Ck= ^Ri-Rs (70)

Der Unterschied zu einem Verstärkerglied mit Röhre als Generator

besteht nur darin, daß Rt nicht durch eine Röhre festliegt, sondern

frei (innerhalb gewisser Grenzen) gewählt werden kann. Liegt

eine Verstärkerkette vor, so wird man, um überall gleiche Topf¬

dimensionen zu erhalten, den transformierten Antennenwiderstand

gleich dem Anodenwiderstand der Röhren machen.

Ist es notwendig, die Antenne stärker anzukoppeln, um den

Einfluß des Rauschens des 1. Kreises herabzudrücken [17], so

ist für die Berechnung des Verhältnisses — in (29) nicht mehr

D.C

-j-,sondern der Wert /?, || Ra einzusetzen.

b) Die Antenne als Verbraucher.

In der Endstufe eines Sendeverstärkers ist nicht Anpassung

an den Röhreninnenwiderstand erwünscht, sondern die Belastungder Röhre muß gleich dem Grenzwiderstand sein. Der Strah¬

lungswiderstand der Antenne muß somit auf einen Wert hinauf-

— 48 —

transformiert werden, der nach Parallelschaltung des Resonanz¬

widerstandes des Schwingkreises den Grenzwiderstand ergibt.Die Sendefrequenz und die Bandbreite sind vorgeschrieben.

Dann bestimmt bei kleinen Bandbreiten meist die zulässigeSchwankung der Trägerfrequenz die minimale Durchlaßbreite der

Kreise, das Q dieser Kreise darf nicht größer als ein bestimmter

Wert werden. Die Dimensionierung des Antennenkreises hat so

zu erfolgen, daß möglichst wenig Energie im Kreise stecken bleibt,in erster Linie wegen der Erwärmung. Topfkreise (im allgemeinenUKW-Kreise) können nicht wie Schwingkreise für längere Wellen

in ihren Dimensionen so vergrößert werden, daß der Wärme¬

abfluß erleichtert wird. Die Dimensionen eines Endstufenkreises,z. B. eines 1 kW Meterwellensenders, sind dieselben wie die¬

jenigen eines Empfängerkreises!Die auf den Resonator entfallende Energiemenge beträgt:

Nres = N-^-r wo % = 4^ und (71)/- + 1 Rs

Rs' der transformierte Antennenwiderstand ist, ferner ist Rgr =

R/—p^r Damit wird das Verhältnis-^, wenn wir, um die

Formel einfacher zu halten, die entsprechenden Leitwerte einsetzen

L

C~

\ l 12

(o, + G/^r1)- 60 Qp

und der Verlustwiderstand des Resonators durch Einsetzen der

verschiedenen Werte

/?, =v. Rs

[(*+l) + xf] 2-QP2

Bei großen Leistungen wird man Qp so klein als möglich und x so

groß wählen, daß Rv dem praktisch kleinsten realisierbaren Wert

nahekommt. Trotz diesen vom Empfangsverstärker durchaus ver¬

schiedenen Gesichtspunkten gilt auch hier, daß C nicht zu klein

werden darf, ansonst bilden Röhren, Leitungen etc. einen zu

großen Verlustanteil, und erfahren eine unzulässige Erwärmung.

— 49 —

IV. Kopplung von Schwingtöpfen

1. Kapazitive Kopplung zwischen Schwingtöpfen

Die Benutzung von Schwingtöpfen zum Bau von Filtern steht

und fällt mit der Möglichkeit, die Kopplung zwischen den Re¬

sonatoren physikalisch einwandfrei verwirklichen zu können. Der

Kopplungsfaktor beträgt größenordnungsmäßig lO"3, die Kopp¬

lungskapazität 10"2 cm. Um so kleine Kapazitäten mit einem be¬

stimmten vorgegebenen Wert herstellen zu können, müssen sauber

definierte Felder vorhanden sein. Dies trifft aber für Schwing¬

töpfe gerade zu. Die folgende schematische Figur zeigt die Aus¬

führung, wenn zwei unsymmetrische Schwingtöpfe aneinander¬

gefügt werden.

Fig. 12. Schnitt durch ein kapazitiv gekoppeltes Bandfilter.

Die beiden Resonatoren gemeinsame Wand erhält eine zentrale

Bohrung, so daß eine direkte Kapazität zwischen den beiden Ka¬

pazitätsstengeln entsteht. Diese Anordnung entspricht dem ka¬

pazitiv gekoppelten Bandfilter mit folgendem Ersatzschema

c*

i 0< oder

h o/ deutlicher:

gl

LiC*

°2 qJ

Fig. 13. Ersatzschema des zweikreisigen, kapazitiv gekoppelten Bandfilters.

— 50 —

Wichtig ist, daß diese Kopplungskapazität „streuungsfrei" ist, alle

Streukapazität ist entweder Anteil von C1 oder C2 und daher sozu¬

sagen durch diese Kapazitäten abgeschirmt. Das Kopplungsgliedist charakterisiert durch das Fehlen der Feldbegrenzungin einem kleinen Bezirk, ein eigentliches Kopplungsgliedist gar nicht vorhanden!

Berechnung der Kopplungskapazität.

Da die Feldlinien in den Randbezirken des Kopplungslochesnicht mehr senkrecht auf den Kapazitätsplatten stehen, entsprichtdie wahre Kapazität nicht dem unter Zugrundelegung idealen

Feldverlaufs errechneten Wert. Die Trennwand der beiden Re¬

sonatoren hat zudem eine gewisse Dicke, welche im Verhältnis

zum Durchmesser dk des Kopplungsloches nicht zu vernachlässigenist und zusätzlich abschirmend wirkt.

I..\

\

\

\

\

\

i

////.

/

\

V

Fig. 14. Abmessungen zur Bestimmung des Abschirmfaktors.

Die abschirmende Wirkung wurde an einem vergrößertenModell gemessen und eine Kurvenschar ermittelt, welche den Ab¬

schirmfaktor für alle praktisch vorkommenden Dimensionsverhält¬

nisse angibt.

- 51 -

Der Abschirmfaktor % ist abhängig vom Abstand a und vom Ver¬

hältnis —r, er ist für alle geometrisch ähnlichen Anordnungen

gleich.

Für Modellmessungen genügt es, zwei Dimensionen, wovon

dkeine als Parameter, zu ändern, um alle möglichen Verhältnisse -j-

und -r darstellen zu können. Bei Auswertung der Meßresultate

ist der sich dabei ändernde Modellmaßstab zu berücksichtigen.Da ein Dreileiterproblem vorliegt, kann Ck nur aus drei Einzel¬

messungen ermittelt werden, und zwar:

Ca: Mittelstück -j- Endplatte gegen andere Endplatte.

Cb: Dieselbe Messung mit vertauschten Endplatten.

Cc: Beide Endplatten gegen Mittelstück.

Durch richtiges Erden werden die Streufelder eliminiert. Wir er¬

halten Ck

Ck = Ca+Cö-Cc (?4)

Da Ch aus Summen und Differenzen von Werten bestimmt werden

muß, die auch am Modell nicht sehr groß sind (Größenordnung

0,1—2 cm), so hat die Messung von Ca, Cb und Cc äußerst genau

zu erfolgen. Es wurde die Überlagerungsmethode mit zwei Hoch¬

frequenz-Generatoren gewählt, welche bei sorgfältigem Aufbau

Kapazitätsänderungen von 0,05 cm noch reproduzierbar festzu¬

stellen gestattet.

Der Abschirmfaktor ist in der folgenden Figur als Funktion

von -j- mit — als Parameter aufgetragen.

Wenn z. B. die Dicke der Trennwand ca. y3 des Lochdurchmessers

beträgt, so ist die wirkliche Kapazität nur noch ca. 15—25 o/0 der

theoretisch berechneten. Kleiner Abstand der Kapazitätsplattenvermindert die Abschirmwirkung, der „Durchgriff" wird größer.

Der Kopplungsfaktor wird:

4 = c^k <75>

— 52 —

1

t 0.5

. -ï

1,5-?

0,5

a

d

n

10d

Fig. 15. Abschirmfaktor in Abhängigkeit der Abmessungen dk, d, a.

2. Induktive Kopplung zwischen Schwingtöpfen

Werden zwei Schwingtöpfe in umgekehrtem Sinne wie bei

kapazitiver Kopplung aneinandergefügt, so erhalten wir folgendenAufbau

Fig. 16. Schnitt durch ein zweikreisiges, induktiv gekoppeltes Bandfilter,Ankopplung der Röhren schematisch angedeutet.

Wenn nun in der Zwischenwand Öffnungen angebracht werden,so ergibt sich eine magnetische Kopplung der Resonatoren. Da¬

durch, daß an den Öffnungen die Feldbegrenzung fehlt, erhalten

— 53 —

die magnetischen Feldlinien an diesen Stellen eine axiale Kom¬

ponente, sie „drücken" durch die Öffungen in den anderen Re¬

sonator.

Die induktiv gekoppelten Kreise eignen sich ebenfalls zur

Herstellung von Filtern, an den Kapazitätsplatten können Anode

und Gitter in der eingezeichneten Weise auf kürzestem Weg an¬

geschlossen werden.

Die induktive wie die kapazitive Kopplung ermöglichen die

Konstruktion von Filtern mit variabler Kopplung. Die

Trennung der beiden Resonatoren wird zweiteilig ausgeführt, wo¬

bei beide Teile gegeneinander verschiebbar sind und die Kopp¬

lungsschlitze oder -Löcher mehr oder weniger geöffnet werden.

Fig. 17 zeigt die Ausführung in einem magnetisch gekoppelten

Versuchsfilter, dessen Kopplung im Betriebe verstellbar ist.

Fig. 17. Mittelwand eines magnetisch gekoppelten Bandfilters mit ver¬

stellbaren Kopplungsschlitzen. Die beiden Kapazitätsstempel sind ebenfalls

sichtbar.

Es können auch zylindrische oder quaderförmige Resonatoren

längs einer Mantellinie gekoppelt werden. Dieser Fall ist für

konzentrierte HF-Kabel in der Literatur theoretisch behandelt [25].

— 54 —

Fig. 18. Magnetische Kopplung durch Schlitze längs Mantel.

3. Die Kopplung von Filterketten

Zur Bildung von Filterketten mit mehr als zwei Kreisen kann

abwechselnd magnetische und kapazitive Kopplung zur Anwen¬

dung gelangen, z. B. gemäß folgendem Schema

Fig. 19. Filterkette mit abwechslungsweise induktiver und kapazitiverKopplung.

Es ist auch eine Anordnung mit ausschließlich kapazitiver Kopp¬lung möglich unter Verwendung des unter III/2d behandelten Re¬

sonators mit Doppelkapazität.

Fig. 20. Filterkette mit kapazitiver Kopplung.

— 55 —

Der Zapfen mit den zwei Kapazitätsstempeln kann in der neutralen

Zone mit dem Außenzylinder durch Haltestege metallisch ver¬

bunden sein, ohne daß sich die Eigenschaften des Resonators

merklich ändern. Resonatoren dieser Bauart können auch mit

solchen der unsymmetrischen Form kombiniert werden.

Eine große Mannigfaltigkeit von Kombinationen der ver¬

schiedenen Resonatorformen ist möglich, denen sowohl bei kapazi¬

tiver wie induktiver Kopplung eines gemeinsam ist, nämlich das

* Fehlen eigentlicher, die Kopplung bewirkender Schaltelemente.

Damit verbindet sich eine mechanisch-konstruktive und elektrische

Sauberkeit, wie wir sie bei den Mittelwellen-Rundfunkfiltern im

allgemeinen nicht kennen.

4. Kopplung von äußeren Schaltelementen an Schwingtöpfen

Grundsätzlich muß die Ankopplung äußerer Schaltelemente

auf dem kürzesten Wege erfolgen. Die Zufuhrungen sollen stabil

sein und möglichst kleine Streukapazitäten aufweisen. Alle minder¬

wertigen Isoliermaterialien sind aus den Feldern dieser Streu¬

kapazitäten zu entfernen, z. B. in Röhrensockeln.

a) Ankopplung von Röhren.

Röhren werden direkt oder über eine meist keramische Kopp-

lungskapazitàt an einem Punkte des Kapazitätsstempels ange-

Fig. 21. Zweistufiger Filterverstärker mit drei zweikreisigen Bandfiltern,

Resonatoren in einer Achse angeordnet.

— 56 —

schlössen. Die Öffnungen in Deckel oder Mantel sind nicht zu

groß zu machen, damit keine Streufelder austreten können. Die

Resonatoren können in einer Achse angeordnet werden mit da¬

zwischenliegenden Röhren. Fig. 21 zeigt eine solche Ausführung,ein dreifach zweikreisiger Bandfilterverstärker mit induktiver

Kopplung der Kreise.

Je nach Platzverhältnissen sind auch Anordnungen mit neben¬

einanderliegenden Resonatoren, Achsen horizontal oder vertikal,möglich. Fig. 22 zeigt schematisch einen zweistufigen Verstärker

mit nebeneinanderliegenden Resonatoren.

I

Fig. 22. Zweistufiger Verstärker mit einfachen Kreisen, Resonatoren neben-

einanderliegend.

Es besteht noch eine große Zahl von Möglichkeiten, die auf¬

zuzählen zu weit führen würde. (S. auch in Fig. 19 und 20.)In den folgenden Fällen lassen sich speziell die bei Schwing¬

topf-Filtern verwendeten Kopplungsformen anwenden.

b) Kapazitive Ankopplung eines HF-Kabels.

Wird eine Antenne gemäß 111/4 a S. 46 über ein Hoch¬

frequenz-Kabel an einen Schwingtopf gekoppelt, und wird der

transformierte Strahlungswiderstand Rs' = 30 k ü angenommen,und Rs = 70 Ohm, so wird für X = 1,5 m mit Gleichung (70)die Kopplungskapazität Ck = 0,5 cm. Dieser relativ kleine Wert

kann konstruktiv gemäß folgender Skizze hergestellt werden:

— 57 —

Fig. 23. Konstruktive Durchbildung der kapazitiven Ankopplung eines

Hochfrequenzkabels, schematischer Schnitt.

Die Kopplungskapazität ist in den Deckel des Resonators einge¬

setzt und isoliert gehaltert. Die Halterung kann so ausgebildet

werden, daß das HF-Kabel direkt eingesteckt oder verschraubt

wird.

c) Induktive Ankopplung eines HF-Kabels.

Wird das Kabelende durch einen Hohlraum abgeschlossen

und dieser an den Schwingtopf gemäß Fig. 30 angefügt, so kann

die Kopplung wie bei einem magnetischen Filter durch Schlitze

oder Löcher hergestellt werden. Durch die Wahl von L^ und L12 ist

das Übersetzungsverhältnis in ziemlich weiten Grenzen variierbar.

Fig. 24. Induktive Ankopplung eines Hochfrequenzkabels mit Hohlraum¬

schleife.

— 58 —

Diese Kopplungsart besitzt gegenüber dem gebräuchlichen Ein¬

tauchen einer Kopplungsschleife in den Resonator eine Reihe von

Vorteilen :

a) Die Anordnung ist selbstabschirmend.

ß) Die in einer Kopplungsschleife infolge großer Stromkonzen-

tration auftretenden Verluste fallen bei Verwendung der Hohl¬

raumschleife praktisch weg.

y) Die Kopplungsart ist eindeutig und nicht wie bei der Schleife

durch zusätzliche kapazitive Kopplung verwischt.

d) Schwingtopf als Anpassungsvierpol.Es interessiert vor allem die konstruktive Gestaltung des

Schwingtopfes als Anpassungsvierpol, während die Grundlagender Anpassungstheorie als bekannt vorausgesetzt werden dürfen.

Für einige Fälle seien im Folgenden Möglichkeiten der Verwirk¬

lichung gezeigt.

Schema : ..

Ri 3 z:ii <JL

\R2

Fig. 25.

Ausführung:

1i^?^**

Fig. 26.

RlFür Schema Fig. 27 gelten für alle Verhältnisse — die Bedin-

•f\2

gungen

59

Schema:

R,

q o—r-^nnnrî)—>—°L 1

ö o-

c c

fl,

-O Ô

Fig. 27.

Ausführung:

Fig. 28.

Der stoßfreie Abschluß erfolgt durch Widerstände, deren geo¬

metrisches Mittel der Wellenwiderstand ist. Da der Wellenwider¬

stand eines solchen Resonators sehr klein ist (3 = 10 — 100 Ohm),

so ist er als Anpassungsvierpol nur unter der Bedingung

V Ri • /?2 < 100 Q zu gebrauchen. Er entspricht der —Leitung

als Anpassungsvierpol nach Roosenstein, mit dem Unterschied,

daß hier Kapazität und Induktivität nicht verteilt, sondern konzen¬

triert sind.

Schema:

Ri

1

!•

Q&

Fig. 29.

Es sind hier die Beziehungen zu erfüllen:

1.

1to Li =

wCiW Z-2 =

Cü C2Li2 = iRi-R2 (77)

— 60 —

Ausführung:

öl n n

1—1 1

1 1 1

IIr^MiII

Fig. 30.

Da praktisch L12 </-! ist, sind auch bei diesem Anpassungsvier¬

pol nur kleine Wellenwiderstände zugelassen [26].

V. Konstruktive Durchbildung von Schwingtöpfen und

Topf-Filtern

Bisher wurden Grundlagen für Dimensionierung und Anord¬

nung der Resonatoren und Schaltelemente besprochen. Über die

konstruktive Durchbildung der Resonatoren selbst müssen noch

einige Worte gesagt werden.

Die wichtigste Forderung ist mechanische Stabilität,

da die Frequenzstabilität von ihr mindestens so stark abhängt wie

von Veränderungen der äußeren Schaltelemente. Vor allem müssen

Deckel und Boden des Resonators genügend versteift sein. Kann

das Chassis nicht so ausgebildet werden, daß es zur Vergrößerungder Stabilität beiträgt, so ist im Gegenteil jede mechanische Be¬

einflussung des Resonators über die Halterung zu vermeiden.

Ein besonderen Augenmerk ist darauf zu richten, daß die

Ausbildung eines gleichmäßigen Stromfilmes auf der Innenfläche

des Resonators nicht behindert wird. Übergangswiderstände in

den Fugen Boden-Zylinder, Boden-Zapfen können bei unsorg¬

fältiger Konstruktion oder mangelhafter Sauberkeit ein Mehr¬

faches des für den ganzen Resonator berechneten Wertes betragen.Wenn Verlöten der Fugen oder Herstellen aus einem Stück nicht

möglich ist, wie z. B. bei Deckel oder Boden, so sind diese in

eine in den Zylinder eingedrehte Nute (s. Fig. 31 des Versuchs¬

filters) mit einem einschraubbaren Ring einzupressen.

— 61 —

Als Baumaterial kommen praktisch nur Messing, Kupfer,

Aluminium oder eine seiner gutleitenden Legierungen in Frage,

event, auch Eisen oder keramisches Material mit eingebrannter

Metallschicht. Schlecht leitende Metalle sind zu verkupfern oder

zu versilbern. Die Oberflächen der feldfreien Teile, also außer

der Kapazitätsstrecke, können durch einen gut isolierenden Lack

(z. B. Zaponlack) vor Korrosion geschützt werden, ohne daß die

Güte der Resonatoren stark vermindert wird. Aluminium, obwohl

in seiner Leitfähigkeit nicht so gut wie Kupfer oder Silber, hat

den Vorteil einer sehr beständigen, da durch eine äußerst dünne

und praktisch nichtleitende Oxydhaut geschützten Oberfläche.

Ist die Trägerfrequenz unveränderlich, wie z. B. bei Mehrfach-

Telefoniesystemen, so verlangen die Resonatoren im Betrieb nur

eine geringe Nachstellmöglichkeit, die am besten durch Verändern

der Kapazität geschieht. Diese Feinabstimmung kann durch Fein-

gewinde-Schraubenbolzen erfolgen, welche im Deckel oder Boden

eingeschraubt sind und durch Gegenmuttern arretiert werden.

Die folgende Abbildung zeigt die Ausführung zu einem Resonator,

wobei auch die Befestigung des Deckels durch einschraubbaren

Ring und eine Ausführungsform der kapazitiven Ankopplung für

ein HF-Kabel zu sehen ist (vergl. Fig. 23).

Fig. 31. Befestigung des Deckels durch einschraubbaren Ring,

— 62 —

Da die Feinabstimmung meist nicht genügt, um den Resonator

auf den Bereich abzustimmen, so muß der Kapazitätsstempel ein¬

stellbar sein. Zweckmäßigerweise sitzt er in einer Klemmhülse

und wird voi Einbau eingestellt und durch einen Klemmring arre¬

tiert; bei einfachen unsymmetrischen Töpfen ist auch die Kon¬

struktion einer von außen bedienbaren Verstellung möglich. Die

Platte des Kapazitätsstempels ist so zu dimensionieren, daß sie

weder in sich in Schwingungen geraten kann, noch wegen zu

großer Masse den Zapfen in Schwingungen versetzen kann. Schon

bei der Wahl der Topfabmessungen ist ein ungünstiges Verhält¬

nis — zu vermeiden.

Muß die Frequenz im Betriebe verändert werden, so treten

eine Reihe elektrischer wie konstruktiver Schwierigkeiten auf.

Unter anderem gute Kontaktgebung zwischen festen und beweg¬lichen Teilen, spielfreier Gang des mechanischen Antriebes. Bei

großem Frequenzbereich ist der hyperbolische Kapazitätsverlaufungünstig. Ein Sonderfall dieser Art stellt die Verwendung des

Schwingtopfes als Wellenmesser dar, bei dem diese Forde¬

rungen in möglichst vollkommener Weise erfüllt sein sollen.

I

Fig. 32. Schematischer Schnitt durch Konuskondensator.

— 63 —

Es soll hier ferner kurz die Konstruktion eines Wellenmessers

mit linearem Verlauf der Resonanzwellenlänge beschrieben wer¬

den. Für einen linearen Abstimmverlauf ist bei konstanter In¬

duktivität ein quadratischer Kapazitätsverlauf notwendig. Am ein¬

fachsten und praktisch genügend genau läßt sich dieser Verlauf

mit einem Konuskondensator annähern.

Fig. 33. Wellenmesser, Schwingtopf mit Konuskondensator.

Es ist die Kapazität dieses Kondensators bei Vernachlässigung

der Randfelder, und wenn sc klein und u0 klein gegen r,„ ist:

C = ^ (78)

Soll die Kapazität bei Verdopplung des Vorschubes / = 2 • /0 auf

den vierfachen Wert steigen, so muß a0 halbiert werden. Be-

A Czeichnen wir das gewünschte Verhältnis — = y, -=r

= y2, so wird/o MI

«o = y k sin«. (79)

Ist die Anfangskapazität für /.0, ferner y gegeben, so kann über zwei

der vier Größen /0, a0, rm und x noch verfügt werden. Man wird

aus konstruktiven Gründen /0 groß wählen, damit a0 nicht zu klein

wird, weil dadurch die Zentrierung des Kondensators erschwert

— 64 —

würde. Ebenso soll sin <x klein bleiben, damit die relative Ver¬

größerung von rm klein bleibt. Beide Forderungen widersprechensich nach Gleichung (79), so daß praktisch ein Kompromiß not¬

wendig sein wird. Abbildung Nr. 33 S. 63 zeigt die Ansicht eines

nach diesem Prinzip unter Mitarbeit von Herrn Wirz ausgeführtenWellenmessers für einen Bereich von 1,4—2,8 m.

Dieser Bereich ist auf rund 80 Umdrehungen verteilt, eine

weitere Untersetzung ist nicht mehr nötig, an einer mit Unter¬

setzungsgetriebe angetriebenen Zählscheibe kann die Zahl der Um¬

drehungen abgelesen werden. Die Ablesegenauigkeit -p" beträgt

weniger als 10~4.

Um den Wellenmesser ankoppeln zu können, sind beidseitigSchlitze zur Einführung einer Kopplungsschleife vorhanden. Die

Resonanzlage wird mit schwach angekoppelter Diode gemessen.

2. TEIL

Messungen an den Topfkreisen- und Filtern, Anwendung

I. Meßmethoden und Meßeinrichtungen

Wenn der Verlauf der Resonanzkurve Jres in Funktion der

Frequenz und die Größe von L und C bekannt sind, können alle

übrigen Schwingkreisdaten hieraus abgeleitet werden. Der ab¬

solute Wert des Resonanzstromes braucht hierbei nicht bekannt

zu sein. Die zu untersuchenden Kreise sollen durch die Messung

möglichst wenig gedämpft und jede Rückwirkung auf die Gene¬

ratorfrequenz vermieden werden. Sowohl Generator wie der Span-

nungs- oder Stromindikator müssen sehr lose angekoppelt werden.

Fig. 34. Indikatordiode mit induktiver Kopplung.

Andererseits dürfen die zu messenden Größen nicht zu klein

werden. Die untere Grenze stellen ca. 0,2 V für Dioden und ca.

20 mA für Thermokreuze dar. Es ist somit ein möglichst starker

Generator vorteilhaft, der bei sehr loser Kopplung noch gut me߬

bare Werte ergibt.

— 66 —

Grundsätzlich ist sowohl kapazitive wie induktive Kopplung

möglich. Für die hier durchgeführten Messungen wurde die in¬

duktive Kopplung einer Diode vermittelst einer kleinen Schleife

gewählt. Die Knopfdiode ist in einem geschlossenen zylindrischenGehäuse untergebracht, das in ein Loch des Schwingtopfes ein¬

gesteckt werden kann. Fig. 34 zeigt schematisch den Aufbau.

In das andere der zwei in Topfmantel oder Boden gebohrtenLöcher von 12 mm Durchmesser wird mit einem passenden Stöpseldie Kopplungsschleife des Generators eingeführt. Ein Ende ist

mit dem Innenleiter, das andere Ende mit dem Außenmantel des

konzentrischen HF-Kabels verbunden (vergl. Fig. 39). Der Grad

der Ankopplung von Generator und Indikator kann durch Drehen

der Kopplungsschleife variiert werden. Durch die starre Halte¬

rung der Schleife, die konstante Eintauchtiefe und eine am Rande

des Stöpsels angebrachte Gradskala ist die Reproduzierbarkeitdes Kopplungsgrades bei vergleichenden Messungen gewähr¬leistet.

Alisgangsresonator mit

Entkopplungsröhre

• 250— H H

Generator Meßkreis Stabilisierter

Gitter und Anoden Gieichr.chter

Kreise parallelangetrieben

Fig. 35. Prinzipschema des Meßsenders.

Der generelle Aufbau des Generators geht aus dem Schema

Fig. 35 und der Aufsicht Fig. 36 hervor.

Der Oszillator besteht aus zwei UKW-Trioden, Telefunken SD3

in Gegentaktschaltung mit Gitter und Anodenschwingtopf, welche

— 67 —

im Gleichlauf angetrieben werden. Zur Entkopplung des Aus¬

gangs ist eine Gegentaktpentode, Philipps EFF 50, vorgesehen,

in deren Anodenschwingtopf die Meßspannung mit einer Kopp¬

lungsschleife entnommen wird. Eine angekoppelte Meßdiode ge¬

stattet den Wert der Ausgangsspannung festzustellen. Die Re¬

gulierung der Ausgangsspannung geschieht durch Verändern der

Schirmgittervorspannung der Röhre EFF 50. Der Bereich beträgt

rund  = 1 — 2 m.

Fig. 36. Meßsender geöffnet, Ansicht von oben.

Für die Aufnahme der Resonanzkurven bei den zu erwarten¬

den hohen Q-Werten ist eine sehr feine Regulierung der Gene¬

ratorfrequenz notwendig. Eine direkte Eichung des Generators

Aiist bei dem minimal zulässigen Meßfehler von - = 10"4 nicht

mehr durchführbar. Es wurde daher ein in den Meßsender ein¬

gebauter Schwingtopf mit Meßdiode als Wellenmesser vorge¬

sehen, der kapazitiv sehr lose an den Anodenkreis des Oszillators

angekoppelt ist. Die Feinregulierung dieses Wellenmessers ge¬

stattet noch relative Frequenzänderungen von 3 • 10~5 festzustellen.

Fig. 37 zeigt den Meßsender mit angekoppeltem Schwingtopf und

eingesteckter Indikatordiode für Untersuchung von Widerständen.

— 68 —

Fig. 37. Meßsender mit angekoppeltem Schwingtopf zur Untersuchung von

Widerständen.

II. Meßresultate

I. Güte-Messungen an Schwingtöpfen

a) Einfluß der Messung.

Um den Einfluß der Ankopplung von Generator und Me߬

diode abschätzen zu können, wurden Q-Messungen an einem

Schwingtopf mit variabler Ankopplung der Indikatordiode bei

fester Generatorkopplung und umgekehrt durchgeführt. Material

des Topfes: Mantel: Kupfer, Deckel, Boden, Zapfen, Kapazitäts¬

stempel : Messing leicht verkupfert.

Dimensionen: D3 = 10cm /= 10 cm

Di = 5„

l = 120„

Di = 1„

Es zeigt sich eine starke Abhängigkeit der Resonanzschärfe vom

Kopplungsgrad. Die Kurven lassen eine ungefähre Extrapolation

zu, welche einen Wert Q = 3000 für eine bestimmte Generator¬

kopplung und verschwindende Diodenkopplung ergibt. Der für

diesen Schwingtopf errechnete Wert liegt bei Q ^ 2500. Der

— 69 —

Wert kann nicht genau berechnet werden, da die Verkupferung

zu dünn ist, als daß eine Nur-Kupferschicht angenommen werden

könnte. Verkleinernd auf den Wert von Q wirken auch die Über¬

gangswiderstände an den verschiedenen Stoßstellen, so daß die

Übereinstimmung des Meßresultates mit der Berechnung als an¬

nehmbar angesehen werden darf.

\, 1

^^^-~>-^^_^^

B

30" 60° —-« S0°

Fig. 38. Gütefaktor Q in Abhängigkeit vom Kopplungsgrad.

A = Generatorkopplung. B = Diodenkopplung.

b) Einfluß des Materials und der Oberflächen¬

beschaffenheit.

«) Schwingtopf, Deckel und Boden aus Messing verkupfert,

übrige Teile aus Kupfer, Kapazitätsstempel verstellbar.

Dimensionen: D3 = 10 cm / = 8,5 cm

D2= 8„

Z=rl62„

D1= 2„

In den folgenden Tabellen sind die Meßwerte desselben

Schwingtopfes für verschiedene Oberflächenbeschaffenheit zu¬

sammengestellt. Alle Messungen wurden unter gleichen Kopp¬

lungsbedingungen durchgeführt.

— 70 —

Art der Oberflächen Q-Wert Bemerkungen

blank 3000 Reinigung mit trockener Stahlwolle

Cu20, CuO-Uberzug 1150 Topf während 30' auf ca. 280° erhitzt

Cu20, CuO-Überzug 1600 Stoßstellen mit Stahlwolle gereinigtblank, mit Zaponlacküberzug 1600 Stoßstellen blank

blank, Zaponlack über Kapa¬zitätsstrecken entfernt 2500

blank 2000 Topf nach 8 Tagen bei Zimmertemp.und ca. 50% rel. Feuchtigkeit

Versilbern der Oberfläche ergab ungefähr dieselben Q-Werte wie

Kupfer blank, jedoch eine geringere Abnahme nach längerer Lage¬

rung.

ß) Schwingtopf vollständig aus Anticorodal.

Kapazitätsstempel verstellbar.

Dimensionen : Z)3 = 9,2 cm = 8,5 cm

Di = 8,0 „= 162

„

Dt = 2,0 „

Oberfläche blank: Q = 1600.

Federnde Stoßstelle des verstellbaren Kapazitätsstempelsleicht eingefettet: Q = 700—900 (Wert schwankend).

Eine Erhitzung des Topfes auf 200° blieb ohne Einfluß auf

den Q-Wert. Bemerkenswert ist der starke Einfluß der Fettschicht

an den Übergangsstellen des beweglichen Teils des Zapfens. Es

zeigte sich im Laufe der Arbeit mehrmals, daß Stoßstellen bei

Aluminium und Anticorodal (wahrscheinlich auch bei andern Alu¬

minium-Legierungen) stärkerem Druck ausgesetzt werden und

besser aufeinander eingepaßt sein müssen, als dies bei Kupfernötig war, um starke Übergangsverluste zu vermeiden. Der Grund

ist wahrscheinlich in der dünnen, doch sehr zähen AlO-Schicht

zu suchen.

Es beträgt: iund:

GCa

QAntic.

aAntic.

3000

1600

^ 1,5

= 1,9

— 71 —

Der Q-Wert des Topfes aus Anticorodal mit praktisch denselben

Abmessungen ist somit niedriger als dies durch die verschiedene

Leitfähigkeit des Materials bedingt wäre. Der Vorteil des Leicht-

metalles liegt in der höheren Beständigkeit der Q-Werte infolge

kleinerer Beeinflussung durch Feuchtigkeit etc. und im geringeren

Gewicht.

Es wurde auch der Versuch unternommen, Anticorodal-Töpfe

galvanisch zu verkupfern. Es gelang jedoch nicht, Schichten von

genügender Dicke mit der erforderlichen Haftfestigkeit herzu¬

stellen.

2. Messungen an Schichtwiderständen

In der Literatur [18, 27] werden Messungen des Hoch¬

frequenzwiderstandes von Schichtwiderständen bis zu ca. Â = 3 m

herunter angegeben. Messungen bei kürzeren Wellenlängen wur¬

den nicht durchgeführt, da mit gewöhnlichen Schwingkreisen die

für einwandfreie Resultate erforderlichen hohen Resonanzwider¬

stände nicht mehr erreicht werden können. Die Werte des Hoch¬

frequenzwiderstandes sind stark von den geometrischen Ab¬

messungen der Widerstände und von der Art der Streukapazitäten

bedingt, so daß aus den in der Literatur ausgemessenen Formen

auch bei Extrapolation auf kürzere Wellen keine Schlüsse in bezug

auf die von uns verwendeten Widerstände hätten gezogen werden

können.

Der Gedanke lag deshalb nahe, den Schwingtopf zur Erweite¬

rung der vorhandenen Resultate in Richtung kürzerer Wellen zu

verwenden. Der zu messende Widerstand wird parallel der Ka¬

pazitätsstrecke eines sehr lose an den Generator und eine Indi¬

katorperiode gekoppelten Schwingtopfes geschaltet. Aus dem Ab¬

fall der Resonanzspannung E, auf den Wert Ep im belasteten Fall

erhalten wir: F

Rp = Rres •

-ßr

und hieraus den Widerstandswert Ru, bei der betreffenden Fre¬

quenz: D d

r>Ares

'

Ap^w —

P D

*\p Ares

— 72 —

Um definierte Streukapazitäten zu erhalten, wird der Widerstand

in einer am Deckel des Schwingtopfes aufsteckbaren Hülse unter¬

gebracht und am anderen Ende mit dem Kapazitätsstempel ver¬

bunden.

Diode

I

7^j ! P77//////////Z7

vom

Generator ^_JTIF-^~^

v //// //;///s;///;tî

- 42,5(15) —-

>' > > > > ' ' " " ' ' " ' > r

QZ3:>^T

Mz3%

',','„i,'"""""""7

Fig. 39. Einrichtung zur Messung des Hochfrequenzwiderstandes von

Widerständen.

Die folgende Tabelle gibt die Meßwerte für eine Reihe von

Schichtwiderständen verschiedener Nennwerte für eine Wellen¬

länge  = 162 cm.

Durchm. Länge Belastung Nennwert Wahrer Wert Hülsenlängemm mm Watt kOhm kOhm mm

Siemens 5,5 28 1 500

100

50

20

38

12

22

7

42,5

IRC 5 16 0,5 900

250

40

81

37

20

42,5

Hoges 2 7 0,1 250

100

50

20

10

35

15

13

7

5

15

— 73 —

Diese Messungen bestätigen die Tatsache, daß der Gleich¬

stromwert der Widerstände bei kurzen Wellen nicht mehr erreicht

wird, und zwar wird das Verhältnis -— umso größer, je höher der

Nennwert liegt. In einem Schaltungsaufbau können sich die an¬

gegebenen Werte je nach Größe der Streukapazitäten ziemlich

stark ändern, ferner ist darauf zu achten, daß eine Serienschaltung

mehrerer Widerstände nicht die Summe der gemessenen Einzel¬

werte ergibt.

3. Messungen an kapazitiv gekoppelten Bandfiltern

Zur experimentellen Nachkontrolle des Abschirmfaktors

(vergl. Abschn. IV 1) wurde eine Reihe von Messungen durch¬

geführt. Es wurde ein kapazitiv gekoppeltes Bandfilter gebaut

mit folgenden Abmessungen jeder Hälfte:

D3 = 10 cm / = 10 cm

D2 = 5„

d = 0,1 „ (Vergl. Fig. 14)

Dt = 1,3 „

Die Trennwand mit dem Kopplungsloch war auswechselbar. Der

eine der beiden Kreise war induktiv am Meßgenerator ange¬

koppelt, während am zweiten Kreise mit der Indikatordiode die

Spannung als Funktion der Frequenz gemessen wurde. Durch

Variieren des Durchmessers des Kopplungsloches wurde der Kopp¬

lungsgrad verändert. Als Kriterium des Kopplungsgrades wurde

der Abstand A / der beiden Höcker gewählt, welche bei über¬

kritischer Kopplung auftreten, da Frequenzdifferenzen mit dem

verwendeten Meßgenerator genauer bestimmt werden können als

die Amplitudenunterschiede von Höckern und Einsattelung.

Der Kopplungsgrad ergibt sich aus A f und den Kreisdaten

gemäß folgendem Zusammenhang:

A = -1 i~ß^2T- Rres cy +T (80)

Für den Versuchsresonator betrugen die einzusetzenden Werte:

C = 10,5 pF, Q = 800, Rres = 50 000 Ohm; ferner l = 122 cm

und a = 0,16 cm (a = Abstand der Kapazitätsplatten).

— 74 —

Der berechnete Kopplungsfaktor f(ber wurde aus den Kurven¬

scharen Fig. 15 und Gleichung (75) ermittelt. Die beiden Kopp¬lungsfaktoren K.gem und Kber sind in folgender Figur in Abhängig¬keit des Lochdurchmessers aufgetragen.

Kbrr / /K9tm

J,-Ar*

«*

S <fc mm 10

Fig. 40. Berechneter und gemessener Verlauf des Kopplungsfaktors in Ab¬

hängigkeit des Lochdurchmessers dh.

Die Übereinstimmung der beiden Werte darf als befriedigendangesehen werden, wenn man berücksichtigt, daß die berechneten

Werte ebenfalls aus einer Reihe von Messungen hervorgehen.

4. Messungen an induktiv gekoppelten Bandfiltern

Da die Berechnung des Kopplungsgrades induktiv gekoppelterSchwingtöpfe auf große theoretische Schwierigkeiten stößt, wur¬

den allein Messungen des Kopplungsgrades unter verschiedenen

Bedingungen durchgeführt. Insbesondere war es notwendig, fest¬

zustellen, ob es sich tatsächlich um eine induktive Kopplunghandelt.

Es wurde ein Versuchsfilter gebaut gemäß Fig. 16. Diebeiden

Resonatoren gemeinsame Zwischenwand erhielt vier um je 90°

— 75 —

versetzte Bohrungen von 30 mm Durchmesser, in welche vier

Deckel eingelassen waren. Durch Drehen der mit je einem ex¬

zentrischen Loch versehenen Deckel kann der radiale Abstand der

Kopplungslöcher von der Resonatorachse in ziemlich weiten

Grenzen variiert werden. Dimensionen und Werte pro Resonator:

D3 = 10 cm L —32 cm

Di = 8„

C = 21„

Di = 2„ Q = 1300

/ = 10„

MeßWellenlänge = 125 cm .

Zuerst wurden die vier drehbaren Deckel mit Schlitzen variabler

Längen und ca. 0,6 mm Breite versehen, und die Schlitze radial

und tangential gestellt. Der Abschirmfaktor dieser Schlitze ist

so groß, daß kapazitive Kopplung praktisch unmöglich ist. Es

zeigte sich, daß radial gestellte Schlitze nur unmerkliche Kopp¬

lung bewirkten, während die tangentiale Stellung bei einer totalen

Schlitzlänge gleich 50 o/o des betreffenden Umfanges die kritische

Kopplung ergaben (K = 6,7- 10~4).Da diese quer zur Stromrichtung gestellten Schlitze mög¬

licherweise ein Eindringen von Stromfäden von einem Resonator

in den andern bedingen, und dadurch die Kopplung verursachen

könnten, wurde ein durch gleichartige, tangentiale Schlitze ge¬

koppeltes Bandfilter mit durchgehender galvanischer Trennung

beider Resonatoren hergestellt. Der dabei gemessene Kopplungs¬

grad war nur sehr wenig kleiner als im Falle einer beiden Reso¬

natoren gemeinsamen leitenden Zwischenwand.

Für verschiedene Durchmesser der Kopplungslöcher und ver¬

schiedene Distanzen der Lochmitte vom Innenleiter wurde der

Kopplungsfaktor mit Gleichung (80) aus dem gemessenen Höcker¬

abstand berechnet. In der folgenden Tabelle ist der Kopplungs¬

faktor in Abhängigkeit von der Distanz Lochmitte-Zapfen mit dem

Lochdurchmesser als Parameter aufgetragen. Es sind jeweils vier

Löcher desselben Durchmessers in gleichem Abstand kreuzweise

angeordnet.

Aus der hyperbolisch verlaufenden Zunahme des Kopplungs¬

faktors K mit kleiner werdendem Abstand zwischen Kopplungs¬

loch und Zapfen darf geschlossen werden, daß ein direkter Zu-

— 76 —

sammenhang besteht zwischen K und der gegen den Zapfen zu

ebenfalls hyperbolisch ansteigenden magnetischen Feldstärke.

16mm

\

V,

'\ >o>

^^o

10 20 30 mm

Fig. 41. Kopplungsfaktor in Abhängigkeit der Distanz der Kopplungslöchervom Zapfen. Lochdurchmesser als Parameter.

Liegen die Mittelpunkte der Löcher auf einem Kreise um den

Zapfen, so ergibt sich der Kopplungsfaktor als proportional der

Lochzahl, wie aus der Kurve Fig. 42 hervorgeht; dabei ist die

gegenseitige Lage der Löcher zueinander praktisch ohne Einfluß.

Erst wenn die Löcher sehr nahe zusammenrücken, erhöht sich Kein wenig.

Lochzahl

Fig. 42. Kopplungsfaktor in Abhängigkeit der Lochzahl.

— 77 —

Werden die Löcher jedoch zu tangentialen Schlitzen erweitert,

so steigt K stärker als proportional der zunehmenden Schlitzfläche.

Die folgende Kurve zeigt den Kopplungsfaktor in Abhängigkeit

von der Länge der Kopplungsschlitze, gemessen an einem Topf'

Bandfilter, das für den im nächsten Abschnitt zu beschreibenden

Filterverstärker verwendet wurde. Schlitzbreite = 8 mm, totale

Schlitzlänge für /( = 3 • 10-3 = 50 <y0 des Umfanges. Die Anord¬

nung der Schlitze ist aus Fig. 17 und Fig. 45 zu ersehen.

r/

~f

10 15 20 25 30

Sehliïzlänge in mm

Fig. 43. Kopplungsfaktor in Abhängigkeit der Länge der Kopplungsschlitze.

Der Kopplungsfaktor bleibt, absolut genommen, auch bei relativ

großen Öffnungen noch sehr klein.

III. Anwendung: Verstärker mit Topfbandfiltern

1. Zielsetzung, Diskussion der Konstruktionsgesichtspunkte

Es sollte ein Verstärker gebaut werden, an dem die bei den

theoretischen Betrachtungen und den Messungen gewonnene Er¬

kenntnis praktisch erprobt und womöglich erweitert werden

könnte. So wurden von vornherein in bezug auf die Selektivität

und den Verstärkungsgrad Forderungen gestellt, die an der Grenze

des Durchführbaren lagen. Auf diese Weise war es eher möglich,

Ursachen unvorhergesehener Schwierigkeiten zu entdecken, um sie

in späteren Konstruktionen berücksichtigen zu können.

— 78 —

Es wurden gewählt: Betriebswellenlänge = 170 cm, zwei

Verstärkerstufen mit drei zweikreisigen Bandfiltern. Als Ver¬

stärkerröhre die Philips UKW-Pentode EF 51. Geforderte Be¬

triebsresonanzschärfe Q = 650 pro Kreis.

Als vorauszusehende Schwierigkeiten seien erwähnt:

a) Beseitigung von Kopplungen zwischen Gitter und Anodeeiner Röhre und zwischen aufeinanderfolgenden Verstärker¬stufen über die Zuleitungen.

b) Vereinigung der mechanischen Stabilität mit konstruktiv ein¬fachem Aufbau.

Da die Abmessungen der Bauelemente bei Ultrakurzwellen

vergleichbar mit der Wellenlänge werden, und die Ausbildungstehender Wellen nicht verhindert werden kann, ist zur Ver¬

meidung unerwünschter Kopplungen eine lückenlos vom Hoch¬

frequenzgenerator (Antenne) bis zum Verbraucher durchgehende„Abschirmhaut" notwendig, welche alle Bauelemente umschließt.Die auf ihrer Außenseite auftretenden stehenden Wellen könnennicht ins Innere eintreten und die Innenseite der Abschirmungkann wegen der geringen Eindringtiefe als „aseptische" Hoch¬

frequenz-Rückleitung verwendet werden.

Der Schwingtopf als wesentlichstes Bauelement besitzt diese

Eigenschaft infolge seiner Selbstabschirmung schon. Die Ver¬

stärkerkette muß so ausgebildet werden, daß an den Anschlu߬stellen der Resonatoren die Trennung von Außenseite und Innen¬seite weitergeführt wird. Auf diese Weise läßt sich eine kon¬struktive Lösung erreichen, die praktisch ohne zusätzliches Ma¬terial für Abschirmungen zugleich mechanisch selbst¬

tragend und elektrisch selbstabschirmend ist.

2. Berechnung und Beschreibung des Versuchsverstärkers

Für die Röhre EF 51 werden für normale Betriebsbedin¬

gungen folgende Dämpfungswiderstände angegeben: /?,•= 100kü,Re = 15 kü. Diese Werte fallen mit kleiner werdender Wellen¬

länge ungefähr quadratisch ab, was für X = 170 cm ergibt:R, = 30 kü und R^ = 5 kß. Eine Kontrollmessung, ähnlich

durchgeführt wie die Messung an Schichtwiderständen, ergab

— 79 —

folgende Dämpfungswiderstände der kalten Röhre: /?, = 22 kü,

Rg =- 3,5 kü, und bei warmer Röhre unter normalen Betriebs¬

bedingungen: Ri = 20 kü, Re = 2,5 kü. Es wurde mit letzteren

Werten gerechnet, ferner x — 2 gesetzt.

a) Der Verstärkungsgrad pro Verstärkerglied wird mit 5 =

9 mA/V:IUüI x

|Hi|~~ x+1 2iRi Rg äs 20

Für den zweistufigen Verstärker unter Berücksichtigung des

Eingangsfilters vor der ersten Röhre erhalten wir: ^ = 350.

L

b) Das Verhältnis-^

wird:

A_[^ ^-l'=

044

C~ L + 1

30

oJ

L — 18 cm

+"i30

Qp J'""

C = 40,5 „

c) Der Eigenverlust des Resonators:

* = sfüÄs? «10-'0hm

d) Die Topfdimensionen bei Verwendung von Anticorodal

mit a = 2,6-105. Der reduzierte Verlustwiderstand:

/?„,„ = Rr \l~ V— = 8,5 • 10-3 Ohm.

Unter den möglichen Dimensionen werden aus Fig. 3 die ge¬

eigneten gewählt, und wir erhalten nach Multiplikation der ab¬

gelesenen Größen mit — :

i-0

D3 = 9,5 cm / = 5,75 cm

D2 = 8„

a = 0,1 „

Di = 2„

Die Schaltung der Verstärkerröhren ist aus folgender halb-

schematischer Figur und teilweise aus Fig. 45 ersichtlich:

Fig. 21 zeigt eine Ansicht des Verstärkers.

Da die Schwingtöpfe die Plus-Anodenspannung erhalten,

wurde sie als durchgehendes Bezugspotential gewählt. Die Durch-

— 80 —

führungen für Kathoden- und Heizspannung jeder Röhre (vergl.Fig. 44 und Fig. 45) wurden so ausgebildet, daß mit der iso¬

lierenden Glimmerzwischenlage eine große Kapazität erreicht

wird, die an dieser Stelle einen Spannungsknoten erzwingt. Der

Glimmer von ca. 0,06 mm Dicke wird beidseitig feuerversilbert

und ergibt so sehr große und konstante Kapazitätswerte pro cm2.

Bei den Anschlüssen der Diode wurde die Silberschicht auf dem

Glimmer, in Streifen unterteilt, zugleich als Zuführung verwendet.

— versilberter Oümmer *$ = keramisches Dielektrikum

Fig. 44. Schaltschema eines Verstärkerrohres, halbschematisch.

Die Rückleitung Kathode-Schwingtöpfe (Pos. 15 in Fig. 45)muß gleichspannungsmäßig aufgetrennt sein, sie ist als konzen¬

trisches Rohrstück ausgebildet \ind mit einem breiten Flansch ver¬

sehen, der unter Zwischenlage eines Stückes versilberten Glimmers

an den Schwingtöpfen angeschraubt ist.

J

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v//////;;//;y V///////////A

-/;/ / / / ////

n^sssssz

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; y ////////////

1. Mantel.

2. Beidseitige Deckel.

3. Eingeschraubter Haltering.4. Kapazitätsstempel.5. Zwischenwand.

6. Halterung des Kapazitätsstempels.7. Kupfer-Zwischenstück zur Temperaturkompensation.8. Verstellbare Lochblende.

Legende zu Fig. 45:

9. Hebel zur Lochblendenverstellung.10. Verbindungsstück mit Röhrensockel, an die Deckel zweier aufeinander¬

folgender Töpfe angeschraubt. Details des Röhrensockels und der Schal¬

tung sind der Übersichtlichkeit halber weggelassen.11. Verstärkerröhren Philips EF51 mit Abschirmhülse.

12. Diode Philips 4671 mit Abschirmhaube, Details der Anschlüsse und

Schaltung der Übersichtlichkeit halber weggelassen.13. Ankopplungskapazität für Röhrengitter und Diode.

14. Gitter- und Anodenzuführung.15. Abschirmmantel für Gitter- und Anodenzuführung, gleichzeitig

frequenz-Rückleitung.16. Kopplungskapazität und Anschluß des Hochfrequenzkabels.17. Je drei Anschlüsse pro Röhre für Spannungszuführung.18. Kopplungsschlitze (vier kreuzweise am Umfang).19. Trimmerschrauben, zwei pro Bandfilterhälfte.

— 81 —

Zur Vermeidung zusätzlicher Verluste im Röhrensockel (sie

liegen in derselben Größenordnung wie die Dämpfungswider¬

stände der Röhren selbst) ist dieser an der Stelle der Gitter und

Anodenzuführung ausgebohrt und zur Bildung eines definierten

Feldes mit je einer Metallbüchse versehen, welche bis zur Glas¬

durchführung des Sockelstiftes geführt wird. Diese Büchse ist

mit der Rückleitung Kathode-Topf verbunden.

Zu der konstruktiven Durchbildung des Verstärkers ist, so¬

weit dies nicht aus dem Schnitt Fig. 45 hervorgeht, noch fol¬

gendes zu bemerken: Die Zwischenwand (Pos. 5) ist einge¬

schraubt, Ds ist deshalb in beiden Resonatoren eines Filters ver¬

schieden, der kleine Unterschied von L und Rv der beiden Band¬

filterhälften ist jedoch belanglos. Die Länge der Kopplungs¬

schlitze kann durch Drehen der Lochblende zwischen 8—27 mm

variiert werden. Die Grobabstimmung der Resonatoren geschieht

durch Einstellen der Kapazitätsstempel vor dem Zusammenbau

auf ungefähre Distanz. Nach Aufschrauben der Deckel können

die Kapazitätsstempel mit den Abgleichschrauben (Pos. 19) noch

verschoben werden. Der Feinabgleich geschieht durch Verwen¬

dung dieser Schrauben als Trimmer.

Zur Kontrolle der Abstimmung ist in jedem Topf ein Loch

vorgesehen, in welches die Meßdiode eingesteckt werden kann.

Die Ankopplung ist dabei so lose, daß praktisch keine Verstim¬

mung durch die Kontrollmessung erfolgt.

3. Betriebserfahrungen und Meßresultate

Der Abgleich der Kreise war etwas mühsam, da bei dem

kleinen Kapazitätsplattenabstand a = 0,1 cm schon sehr kleine

Verschiebungen Kapazitätsänderungen ergaben, die über den Kor¬

rekturbereich der Trimmerschrauben hinausgingen. Zudem darf

durch die Trimmerschrauben eine nicht zu große Kapizitätsände-

rung erzwungen werden, da sonst beträchtliche zusätzliche Verluste

entstehen. Eine kontinuierlich veränderliche, »während des Be¬

triebes bedienbare Stempelverstellung und verschiedene Durch¬

messer der je zwei Trimmerschrauben würden den Abgleich

wesentlich erleichtern.

— 82 —

Die Röhrenwiderstände Ri und Rg dürfen bei der großenDämpfungsfreiheit der Kreise nicht durch Schaltungsmaßnahmen,wie sie für diese Röhre angegeben werden [19], noch stark ver¬

mindert werden, weil sonst Rückkopplung eintritt. Es ist zu be¬

merken, daß neben der Wahl des Schaltschemas die Schaltungs¬weise eine ausschlaggebende Rolle spielt.

Eine Reihe von Versuchen zeigten dies sehr deutlich. Mit

dem schließlich durchgebildeten Aufbau arbeitete der Verstärker

ohne Rückkopplungsgefahr innerhalb der Stufen oder von Aus¬

gang zu Eingang.Eine wesentliche Schwierigkeit trat dadurch auf, daß bei

kleinem Kopplungsgrad der Kreise eines Filters die gegenseitigeKopplung zweier Kreise auf dem Wege über die Röhre überwiegt.Dieser Effekt war bei kalter Röhre nicht zu konstatieren und trat

nur bei geheizter Röhre und angelegten Spannungen auf. Die

Rückwirkung war vom Gitterkreis auf den Anodenkreis wie um¬

gekehrt feststellbar; die Ursache liegt im elektronischen Induk¬

tionseffekt [20], der bei Ultrakurzwellen sehr stark ausgeprägtist. Die Berechnung dieses Effektes ist in erster Linie eine Frageder Röhrenkonstruktion. Trotz diesem, die korrekte Abstimmungerschwerenden Effekt wurde eine Reihe von Resonanzkurven ge¬

messen, deren hauptsächlichste in folgender Figur zusammenge¬stellt sind.

Kurve A ist mit einer Verstärkerstufe und zwei zweikreisigenBandfiltern aufgenommen. Kreise unterkritisch gekoppelt und

Röhren entdämpft. Der Betrieb ist hiebei elektrisch wie mecha¬

nisch an der Grenze der Stabilität.

Kurve B entspricht dem zweistufigen Verstärker mit drei

zweikreisigen Bandfiltern, Kreise unterkritisch gekoppelt, Röhren

jedoch nicht zusätzlich entdämpft.Kurve C ergibt sich bei leicht überkritischer Kopplung der

Filter. Die Bandbreite und Flankensteilheit entspricht den Er¬

wartungen, eine leichte Unsymmetrie der Resonanzkurve ist noch

bemerkbar. Die resultierenden Q-Werte der Einzelkreise liegensogar noch etwas höher als berechnet, was auf eine auch ohne zu¬

sätzliche Maßnahmen vorhandene leichte Entdämpfung der Röhren

schließen läßt.

— 83 —

1 \

Vw Mil

A a c

11 J

l> / I1

1

/

1

1

\ / /\ \\

//

\V !

\s«>-A]

i / JSOO WO 300 XO 100 0 100 200 300 tOO 500 kHz

Fig. 46. Resonanzkurven des Filterverstärkers.

Fig. 47 gibt in relativem Frequenzmaßstab einen Vergleich

zwischen Kurve C aus Fig. 46 und der Übertragungskurve eines

normalen Rundfunkverstärkers mit drei zweikreisigen Bandfiltern

einerseits und einem vierkreisigen Quarzfilter in Brückenschal¬

tung [28] andererseits. Bei gleicher Welligkeit kann mit dem

Topffilter die relative Bandbreite gegenüber dem Rundfunkfilter

auf ungefähr den zehnten Teil reduziert werden.

— 84 —

I-Quarifitferßrtiekenscha

-TopffilfrfanSMM

t-krriiigItrnig

3x2Krrisr

-Kundfunk-

3x2Krfrsr

Bandfittrr

tm*M6kHz

\J

025 0.5 0.75 1 125 1.5

f*

Fig. 47. Vergleichs-Resonanzkurven in relativem Frequenzmaßstab.

Zusammenfassung

Theorie und Anwendung der quasistationären Form des Hohl¬

raumresonators, des Schwingtopfes, begegnen steigendem Inter¬

esse. In der Literatur fehlten bisher jedoch noch Bearbeitungen

derjenigen Fragen, welche bei der Verwendung von Schwingtöpfenim Zusammenwirken mit Elektronenröhren in Verstärkern auf¬

treten und welche ferner die Bedeutung der Schwingtöpfe beim

Bau von Ultrakurzwellen-Filtern aufzeigen.In der vorliegenden Arbeit wurden daher zuerst die Dimensio-

nierungsformeln für Schwingkreise und zweikreisige Bandfilter

in UKW-Verstärkern abgeleitet und eine Berechnungsart ange,-

geben, welche mit Hilfe von Ähnlichkeitsbeziehungen die geo¬

metrischen Abmessungen der Schwingtopf-Resonatoren einfach

herzuleiten gestattet.Für die als Grundform gewählte Schwingtopfform wurde als¬

dann gezeigt, wie sie zur Bildung von zwei- und mehrkreisigenBandfiltern mit kapazitiver und induktiver Kopplung, ferner von

Anpassungsvierpolen verwendet werden kann. Für die Berech¬

nung des Kopplungsfaktors bei kapazitiver Kopplung von Topf-Filtern wurden an Hand von Modellmessungen Korrekturkurven

ermittelt und deren Richtigkeit durch den Versuch bestätigt. Die

induktive Kopplung wurde experimentell untersucht und Kurven¬

scharen für die Abhängigkeit des Kopplungsfaktors von der Größe

und Lage der Löcher ermittelt.

Schließlich wurde ein zweistufiger Verstärker mit drei zwei-

kreisigen, induktiv gekoppelten Bandfiltern für eine Wellenlänge

von 170 cm berechnet und gebaut. In folgerichtiger Berücksich¬

tigung der im Ultrakurzwellengebiet auftretenden Anforderungenund Schwierigkeiten ergab sich freitragender, selbstabschirmen¬

der Aufbau.

- 86 —

Messungen an diesem Verstärker führten zu den erwarteten

günstigen Resultaten, erwiesen aber auch die besondere Schwie¬

rigkeit, daß bei großer Betriebsresonanzschärfe der elektronischeInduktionseffekt der Röhren die korrekte Abstimmung der Filter

infolge zusätzlicher Kopplung der Schwingkreise über die Röhren¬

raumladung erschwert.

Vorliegende Arbeit entstand in den Jahren 1941—1943 am

Institut für Hochfrequenztechnik an der Eidgenössischen Tech¬

nischen Hochschule unter der Leitung von Herrn Prof. Dr. F. Tank,dem ich für die Anregungen und- wertvollen Ratschläge meinen

Dank aussprechen möchte.

Schrifttum

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Übersee. Telefunken-Mitteilungen, Heft 86, S. 56.

Lebenslauf

Am 29. Juni 1913 wurde ich in Zürich geboren. Daselbst be¬

suchte ich die Elementarschule und das kantonale Gymnasium,

welches ich im Jahre 1932 mit der Maturität abschloß.

Es folgte ein Jahr praktischer Betätigung bei der Firma Trüb-

Täuber & Cie. in Hombrechtikon und Zürich. Hierauf studierte

ich an der Eidgenössischen Technischen Hochschule an der Ab¬

teilung Maschineningenieurwesen und Elektrotechnik und erwarb

im Sommer 1938 das Diplom als Elektroingenieur.Seit dem Sommer 1938 arbeitete ich am Institut für Hoch¬

frequenztechnik der Eidgenössischen Technischen Hochschule, zu¬

erst an der für die Schweizerische Landesausstellung 1939 be¬

stimmten Fernsehanlage, und beschäftigte mich hierauf, durch

ausgedehnte Aktivdienstperioden unterbrochen, mit speziellen

Fragen der Ultrakurzwellentechnik.

A. de Quervain.