MODE FILTER

Abstract: A hollow inner conductor (4), expediently having a relatively small diameter, is fitted in a preferably round waveguide (1). The inner conductor (4) has coupling elements, e.g. resonant slots (7, 8) coupling into its interior, at one or more points selected on the suitability of the field, the coupling elements being geometrically reduced with respect to such coupling elements which are also used, or can be used, on the wall of the waveguide - where their function is for external coupling. Having been coupled into the interior of the inner conductor, the wave is converted into a different line wave mode, e.g. the coaxial fundamental wave mode. The wave is then fed out into the space outside the waveguide (1) in this form. The wave mode filter according to the invention can be used as a directional wave filter, e.g. in satellite radio and radar technology, in which the wave mode to be coupled out, for example the H01-wave converted into the coaxial fundamental wave, is made use of to form the antenna deviation information and a further wave mode in the waveguide is used as the useful wave mode which carries the information. <IMAGE>

Description: Wellentypenweiche. Die Erfindung bezieht sich auf eine Wellentypenweiche zur selektiven Auskopplung bestimmter Wellentypen aus einem Hohlleiter, insbesondere einem Rundhohlleiter. Im Prinzip sind zwei Methoden bekannt, mit denen eine wellentypselektive Auskopplung erzielt wird. Die eine Methode besteht darin, dass der aus dem Hohlleiter auszukoppelnde Wellentyp an mindestens zwei Stellen des Umfangs, z.B. eines Rundhohlleiters, in eine entsprechende Zahl von Teilwellen zerlegt jeweils in der Regel nicht voll, sondern mit Rücksicht auf die hier ebenfalls koppelnden, im Hohlleiter weiterlaufenden Signalwellen nur partiell angekoppelt wird. Die Teilwellen des auszukoppelnden Wellentyps werden dann - also erst nach dem eigentlichen Kopplungsvorgang in ihrer nur diesem Wellentyp entsprechenden Phasenlage mit einem dazu eigens notwendigen Mikrowellennetzwerk, das nach Art einer Brückenschaltung ausgebildet wird, im Idealfall vollständig rekombiniert. Dagegen werden die von anderen Wellentypen, wie z.B. den Signalwellen, unvermeidbar mitgekoppelten Teilwellen wegen ihrer zum auszukoppelnden Wellentyp konträren, gegenseitigen Phasenlage von diesem Netzwerk total reflektiert. Diese Methode, die im folgenden netzwerkselektiv genannt wird, ist grundsätzlich mit einem erheblichen technischen Aufwand verbunden, weil sie mehrere Koppelstellen und ein eigenes, oft verhältnismässig kompliziertes Netzwerk ausserhalb des Hohlleiters erfordert. Die zweite Methode der wellentypselektiven Kopplung beruht darauf, dass die Kopplung des aus dem Hohlleiter auszukoppelnden Wellentyps mit einer seiner Feldstärkekom ponenten solchr Art und an einem solchen Ort des Hohlleiters erfolgt, dass dort keiner der vom Auskopplungsvorgang auszuschliessenden Wellentypen eine ebensolche Feldstärkekomponente aufweist. Dieses im folgenden feldselektiv genannte Verfahren macht den Kopplungsvorgang selbst unabhängig von der Frequenz wellentypenselektiv und vermeidet jede direkte Beeinflussung anderer Wellentypen, z.B. der im Hohlleiter weiterlaufenden Signalwellen. Das feldselektive Kopplungsverfahren ist, sofern es von der Feldkonfiguration her überhaupt anwendbar ist, zumeist mit verhältnismässig einfachen Mitteln zu realisieren und hat die besseren elektrischen Eigenschaften gegenüber dem netzwerkselektiven Verfahren. Die bisher bekannten Lösungen benützen fast immer eine Mischung aus den beiden oben skizzierten Methoden. Bild 1 aus ¯dem Aufsatz von G.Mörz "NTZ, Heft 10, Okt.73, 5.441, zeigt einen nicht gerade einfach aufgebauten H20- H02 - Nachführkoppler, der fast nur netzwerkselektiv arbeitet. Dagegen funktionieren die in der DE-OS 28 04 132 vorgestellten Ausführungsbeispiele von E01- H11 -Weichen voll ständig feldselektiv. Aus der genannten DE-OS 28 04 132 ist eine Eo1- H11 - Wellentypenweiche bekannt, bei der die als Peilwelle benützte E01-Welle aus einem .Rundhohllelter mittels einer koaxialen Leitung mit verlängertem Innenleiter (Längssonde) ausgekoppelt wird Diese Längssonde ist in der Mittellängsachse des sich an die Antenne anschliessenden Rundhohlleiters angeordnet. Die kapazitive Längssonde auf der Achse dieses Weichen-Wellenleiters ist beispielsweise von den H11-Wellen jeglicher Polarisation vollständig entkoppelt, und zwar ohne jedes Selektionsnetzwerk. Grundsätzlich sind Eo1- H11-Weichen für sich allein nur bei zirkularer Polarisation der Signalwellen imstande, uie vollständige Information über die Ablage der Hauptstrahlrichtung einer Antenne von der Strahlungsquelle, z.B. einem Satelliten, zu liefern. Daneben ist die wellentypenselektive Kopplung der H21 Welle und der H01 - Welle im Rundhohlleiter sowie der H20-, der H02- und der E11-Welle im Quadrathohlleiter von unmittelbarer technischer Bedeutung, da diese Wellentypen bei axialem Einfall der Signalwellen eine Nullstelle mit 180 0-Phasensprung haben und ihre Amplituden bei kleinen Ablagen proportional zum Ablagewinkel sind. Ferner sind sie in bestimmten Kombinationen geeignet, auch bei linearer Polarisation der Signalwellen die vollständige Ablageinformation zu liefern. Solche Kombinationen sind z.B. im Rundhohlleiter das Eo1+ H21-Wellenduo, das Eo1+ H01-Wellenduo und das H21A+ H21B-Wellenduo sowie im Quadrathohileiter das H20+ H02-, das H20+ E11- und das H02+ E11-Duo. Unter H21A und H21##Wellen werden zwei zueinander orthogonale H21-Wellen verstanden. Im allgemeinen Fall linear polarisierter Signalwelen, mit denen in der Praxis durchaus zu rechnen ist, sind daher Doppelweichen für diese Wellentypenkombinationen erforderlich. Von den oben genannten Kombinationen zeichnen sich das E01 + H01 - und das H21A + H213 Duo dadurch aus, dass sie die vollständige Ablageinformation unabhängig von der Lage der Polarisationsebene der Signalwellen liefern. Die Doppeiweichen für diese zuletzt genannten zwei Wellentypenkombinationen brauchen also bei variierender Polarisationsebene nicht mitgedreht zu werden. Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, neue und dabei einfache Wellentypauskopplungsmöglichkeiten anzugeben, so dass für linear polarisierte Signalwellen einsetzbare Doppelweichen für jeden einzelnen, aus dem Hohlleiter auszukoppelnden Wellentyp und die im Hohlleiter weiter zu führenden Signalwellen im wesentlichen die Anforderungen einer vollständig feldselektiven Entkopplung erfüllt werden, so wie dies schon gemäss der Anordnung nach der DE-OS 28 04 132 bei den E01-H11-Weichen für den Betrieb mit zirkularer Doppelpolarisation der Fall ist. Zusätzlich soll sich die Wellentypenweiche nach der Erfindung so realisieren lassen, dass die Entkopplung zweier auszukoppelnder Peilwellentypen untereinander wenigstens 20 dB beträgt. Gemäss der Erfindung, die sich auf eine Wellentypenweiche zur selektiven Auskopplung bestimmter Wellentypen aus einem Hohlleiter, insbesondere einem Rundhohlleiter, bezieht, wird diese Aufgabe dadurch gelöst, dass in einem Abschnitt des Hohlleiters ein hohl ausgebildeter Innenleiter angebracht ist, dass der Innenleiter an einer oder mehreren, hinsichtlich des Feldes der jeweils auszukoppelnden Welle geometrisch geeignet gewählten Stellen ins Innere des hohlen Innenleiters koppelnde Koppelelemente aufweist, die geometrisch verkleinert in ihrer Art solchen Koppelelementen entsprechen, die auch an der Hohlleiteraussenwand - dort zwar richtungsumgekehrt nach aussen koppelnd - angewandt oder anwendbar sind, und dass die jeweils in einen anderen Leitungswellentyp umgewandelten ausgekoppelten Teilwellen, ausgehend von den Koppelelementen, rekombiniert werden und in den Raum ausserhalb des Hohlleiters herausgeführt sind. Bei der Auskoppelung bestimmter Wellentypen (H01-Welle) im Rundhohlleiter ist es vorteilhaft, den hohl ausgebildeten Innenleiter koaxial zur zentralen Längsachse des Hohlleiters anzuordnen. Ausserdem ergeben sich in den meisten Fällen günstigere Ergebnisse, wenn die Querschnittsabmessungen des hohl ausgebildeten Innenleiters im Vergleich zu den Querschnittsabmessungen des Hohlleiters klein sind. Beim Rundhohlleiterfall bedeutet dies, dass der Durchmesser des hohl ausgebildeten runden Innenleiters im Vergleich zum Innendurchmesser D des Rundhohlleiters klein ist, z.B. D/d#5.5. In vorteilhafter Weise ist in dem hohlen Innenleiter auf dessen Längsachse ein zentraler Leiter vorgesehen, so dass der hohle Innenleiter und der in diesem verlaufende zentrale Leiter eine koaxiale Innenleitung innerhalb des Hohlleiters ergeben. Über diese koaxiale Innenleitung kann die jeweils ausgekoppelte Welle nach der Umwandlung in den koaxialen Grundwellentyp herausgeführt werden. Eine nicht nur feldselektiv, sondern auch netzwerkselektiv arbeitende Wellentypenweiche nach der Erfindung lässt sich dann erstellen, wenn zur Zusammenschaltung mehrerer Koppelelemente ein im Inneren des hohlen Innenleiters angeordnetes, aus Kombinationsleitungen bestehendes Leitungsnetzwerk vorgesehen ist, dessen Kombinationsleitungen ihren Ursprung jeweils an einem Koppelelement haben. Diese Kombinationsleitungen können dann an ihren den Koppelelementen abgewandten Enden geometrisch direkt in einen Sternpunkt hinein verlaufen, der sich auf der Längsachse des Innenleiters befindet, auf welcher gegebenenfalls der zentrale Leiter angeordnet und mit dem Sternpunkt verbunden ist. Zur Auskopplung des H01-Wellentyps aus dem Rundhohlleiter und zur Umwandlung in die koaxiale Grundwelle ist als. Koppelelement in vorteilhafter Weise ein in der Innenleiterwand axial verlaufender Resonanzschlitz vorgesehen, an dessen einer Längsseite innen an der Innenleiterwandung ein leitendes Blech befestigt ist, welches an seiner gegenüberliegenden Seite mechanisch und elektrisch mit dem im Innenleiter verlaufenden zentralen Leiter verbunden ist. Die Innenleiterwandung kann ausser dem einen Resonanzschlitz noch einen oder mehr gleichartig axial verlaufende Resonanzschlitze aufweisen, die in ihrer Gesamtheit gleichmässig rund um den Umfang des Innenleiters verteilt angeordnet sind. In diesem Fall ist beim H01- Koppler jeweils an derjenigen Schlitzlängsseite, die bezogen auf den Schlitz stets auf der gleichen Seite liegen, innen an der Innenleiterwandung unmittelbar am Schlitzrand jeweils ein leitendes Blech befestigt, das an seiner gegenüberliegenden Seite mechanisch und elektrisch mit dem im Innenleiter verlaufenden zentralen Leiter verbunden ist. Die Koppelelemente sind zur optimalen Kopplung in einer eine maximale Kopplung ergebenden, möglichst geringen Entfernung, z.B.2H/4 vor einem solchen Hohlleiterbereich angeordnet, in dem sich der Querschnitt des Hohlleiters verjüngt oder sprunghaft verengt, derart, dass der mittels der Koppelelemente ausgekoppelte Wellentyp nicht mehr als Welle ausbreitungsfähig ist. Der hohle Innenleiter wird in zweckmässiger Weise mittels mehrerer Stützstreben exakt im Zentrum des Hohlleiters gehalten. Eine dieser Stützstreben kann dann zur Herausführung des jeweils auszukoppelnden und umgewandelten Wellentyps aus dem Hohlleiter dienen. Alternativ dazu kann der H01-Innenkoppler integriert werden mit bestimmten Polarisationsweichen, die ein freies Zentrum besitzen, so dass die Koaxialleitung ungestört nach hinten herausgeführt werden kann. Die Erfindung wird im folgenden anhand von fünf Figuren näher erläutert. Es zeigen Fig. 1 in einem Diagramm den Verlauf der relativen magnetischen Feldstärke H z in Axialrichtung in einer Längsschnittebene durch den Rundhohlleiter für die H01-, H21- und H11-Welle bei gleicher Leistung und einer um 10% über der H01-Grenzfrequenz liegenden Betriebsfrequenz. Fig. 2 die Schrägansicht eines H01-Koaxialwellenwandlers, Fig. 3 eine H11-H01-Wellenw'#iche, die jedoch für H11-Wellen exakt rotationssymmetrisch ist, in Schrägansicht, Fig. 4 eine weitere H11-H01-Wellenweiche mit nur einem einzigen Resonanzschlitz ebenfalls in einer perspektivischen Ansicht, Fig. 5 die Schrägansicht einer H01 H11-Wellentypenweiche, die auf dem Prinzip des in Fig.2 dargestellten Koaxialwellenwandlers basiert. Bevor im einzelnen auf die Figuren eingegangen wird, soll die bereits angedeutete Wertung hinsichtlich der beiden Kopplungsmöglichkeiten im Hohlleiter mit folgenden Grundsätzen konkretisiert werden. Wo immer es möglich ist, die Kopplung feldselektiv zu gestalten, ist es zweckmässig, davon auch dann so weit wie möglich Gebrauch zu machen, wenn die gestellten Entkopplungsforderungen durch diese Selektionsart allein nicht voll erfüllt werden können. Es ist immer einfacher und daher billiger, einen möglichst grossen Teil der Entkopplung feldselektiv und nur den fehlenden Rest netzwerkselektiv zu erbringen. Es ist üblich, dass zunächst die Wand des gemeinsamen Hohlleiters, in dem die zu trennenden Wellentypen laufen, nach feldselektiven Kopplungsmöglichkeiten untersucht wird. Diese sind jedoch im praktisch interessanten Beispiel der von der Kopplung auszuschliessenden H11-Wellen beliebiger Polarisation nicht vorhanden, da diese Wellen in jedem Punkt der Hohlrohrinnenwand jede dort überhaupt mögliche Feldstärkekomponente aufweisen. Diese sind beispielsweise im Rundhohlleiter der E die H- und die Hz-Komponente. Es gibt also an der Wand des Hohlleiters keinerlei Möglichkeit einer gegenüber H11-Wellen breitbandig feldselektiven Kopplung. Gewisse feldselektive Wirkungen in Kegelübergängen und auch an sprunghaften Querschnittsänderungen im gemeinsamen Hohlleiter werden wegen starker Frequenzabhängigkeit der dortigen Feldstärkeverhältnisse hier nicht in Betracht gezogen. Gleichwohl ist diese Methode der Selektion vor allem in engeren Frequenzbändern durchaus zusätzlich nutzbar. Bei der Erfindung wird aus der obigen, negativen Erkenntnis heraus bei der Suche nach neuen feldselektiven Kopplungsmöglichkeiten von der Hohlleiterwand abgegangen. Es findet sich folgender Lösungsansatz. Auf der Hohlleiterachse haben die von einer Kopplung frei zu haltenden H11-Wellen beliebiger Polarisation nach Fig. 1 (Ordinate für r = 0) keine magnetische Längsfeldstärke, sondern nur ein magnetisches Querfeld. Dagegen hat die als Peilwellentyp interessante H01-Welle im Rundhohlleiter RH (Radius R; -R zuc R)R) nach Fig.1 für r=O, also auf der Achse,und auch im achsnahen Raum ein ausgeprägtes Maximum der magnetischen Längsfeldstärke Hz. Es ist daher möglich, auf der Rundhohlleiterachse durch Kopplung nur mit der H z -Kom- ponente die H01-Welle vollständig feldselektiv z.B. gegenüber den H11-Wellen, d.h. vollständig unabhängig von diesen aus- oder einzukoppeln. Diese H01-Kopplung ist auch vollständig feldselektiv gegenüber der E01-Welle, weil auch diese, ebenso wie die H11-Wellen beliebiger Polarisation, auf der Hohlleiterachse keine magnetische Längsfeldstärke hat. Ausserdem hat diese H01-Kopplung über die Hz-Komponente - wie aus Fig.1 hervorgeht - eine hohe Feldselektivität gegenüber der H21-Welle, und zwar auch noch bei einer Kopplung im achsnahen Raum, weil die Hz-Komponente der H21-Welle wegen der horizontalen Tangente auf der Achse mit zunehmender Entfernung von der Achse nur sehr langsam von Null ausgehend ansteigt. Zur Interpretation von Fig.1 ist nachzutragen, dass hier an der Ordinate die relativen Hz-Komponenten der Ho1, H11 und H21-Welle bei jeweils gleicher Leistung und bei einer Frequenz dargestellt -sind, die 10 % über der Grenzfrequenz der H01-Welle liegt. Fig.1 enthält daher noch nicht die nur bei der H01-Welle zur Hz-Kurve nach Fig.1 noch hinzu tretende Hz-Überhöhung als Folge ihres Auftreffens auf z einen Kurzschluss unmittelbar hinter der Wellentypenweiche. Die Hz-Kurven in Fig. 1 geben den relativen Hz-Verlauf in einer Längsschnittebene durch den Rundhohlleiter RH und seine Achse wieder. Da diese Hz-Kurve nur bei der H01-Welle rotationssymmetrisch ist, kann sie auch nur bei der H01-Welle als Erzeugende der Fläche angesehen werden, mit der die räumliche Hz-Verteilung dieses Wellentyps beschrieben wird. Dagegen sind die Hz-Kurven für die H11und die H21-Welle nur jeweils in einer solchen Längsschnittebene gezeigt, in der H maximal wird (cost = 1 bei H11 bzw. cos 2y = 1 bei H21). In einer dazu senkrechten Längsschnittebene ist bei der H11-Welle Hz= O (wegen cos 90 0= O), und die H21-Welle hat hier gegenüber Fig.1 eine Hz-Komponente mit entgegengesetztem Vorzeichen (cos 1800 = -1) bei gleicher Amplitude. In einer gegenüber Fig.1 allgemein um den Winkel P gedrehten Längsschnittebene ergibt sich der Hz-Verlauf bei der H11-Welle durch Multiplikation der HZ-Kurve in Fig.1 mit cosf und bei der H21-Welle mit dem Faktor cos 2 . Die Erfindung geht nunmehr von der als opportun befundenen, reinen H z-Kopplung auf der Hohlleiterachse oder im z achsnahen Raum aus. Die praktische, erfindungsgemässe Realisierung dieser Kopplung besteht in der Idee, in den bislang leeren, runden Wellenleiter (Rundhohlleiter) abschnittsweise einen metallischen Innenleiter einzuführen, dessen Durchmesser d im Vergleich zum äusseren Innendurchmesser D des nunmehr koaxialen Wellenleiters klein ist, z.B. etwa d cd/5. Durch einen solchen Innenleiter werden die Feldzustände der einzelnen H-Wellentypen nur im Nahbereich des Innenleiters geringfügig und keinesfalls grundsätzlich verändert. Die Feldstärkekomponenten an der Innenleiteroberfläche passen sich den bekannten Gesetzen an, nach denen das elektrische Feld senkrecht auf der Leiteroberfläche stehen muss und das magnetische Feld parallel zu dieser verlaufen muss. Die dadurch hervorgerufenen kleinen eldverzerrungen, wie auch die Auswirkungen der induktiven und kapazitiven Feldverdrängung durch den Innenleiter werden am so kleiner, je kleiner sein Durchmesser ist. Ebenso wenig wirkt ein Innenleiter mit kleinem Durchmesser d auf die Grenzfrequenzen der wichtigsten H-Wellentypen, wie es abhängig von d im Diagramm in der Abb.4.4 auf S.216 im Taschenbuch der Hochfrequenztechnik von Meinke/Grundlach, 1.Auf1.,1956, Springer-Verlag dargestellt ist. Der Leitungswellenwiderstand für H11-Wellen wird durch den Innenleiter erniedrigt; bei einem Iiinenleiterdurchmesser d = D/5 liegt die zugehörige Reflexion in der leicht beherrschbaren Grössenordnung r z t#10 %: Natürlich fliessen auf dem Innenleiter Ober- flächenströme gemäss dem Durchflutungsgesetz jeweils senkrecht auf der örtlich vorhandenen, resultierenden magnetischen Feldstärke. Nach dem Aufsatz von W.Baier in der Zeitschrift ¯AEU", Band 22, Heft 4, Seite 184 sind die von diesen Innenleiterströmen verursachten, zusätzlich zu den Aussenleiterverlusten auftretenden Leitungsverluste bei nicht zu grossen Innenleiterdurchmessern maximal ebenso gross wie die Aussenleiterverluste und somit sehr klein. Während also die Einführung eines Innenleiters nur durchaus beherrschbare Nebenwirkungen hat, gewinnt man dadurch eine Vielfalt neuartiger Kopplungsmöglichkeiten mit sehr guten elektrischen Eigenschaften, wie im folgenden gezeigt ist. Zunächst ist es möglich, mit einem, zwei oder mehreren Resonanzschlitzen, die parallel zur Innenleiterachse in die Wand des hohlen Innenleiters eingebracht sind und die von jeweils einem im Inneren des Innenleiters radial verlaufenden Leiter untereinander gleichphasig und gleich stark angeregt werden, an einer der Schlitzzahl entsprechenden Anzahl von Stellen auf der äusseren Oberfläche des Innenleiters untereinander gleichphasige und gleich grosse, magnetische Längsfelder zu erzeugen. Mit dieser Feldkonfiguration, die sich bei der keinesfalls schmalbandigen Schlitzresonanz in den Raum des koaxialen Wellenleiters ausbreitet, wird die H01-Welle angeregt oder ausgekoppelt, und zwar mit einer umso besseren Feldselektivität gegenüber allen H11 - und H21-Wellen, je dünner der Innenleiter relativ zum äusseren Leiter ist. Der sehr einfache Aufbau solcher Ho1- H11-Weichen, z.B. nach Fig. 2, wird später noch ausführlich erläutert. Über dieses erste Ergebnis einer fast vollständig feldselektiven H01-Kopplung hinaus eröffnen sich im koaxialen Wellenleiter folgende weitere, neue Kopplungsmöglichkeiten. Hierzu wird ausgegangen von der Erkenntnis, dass die Feldstärken- und Stromverteilung an der Innenwand des äusseren Leiters einer koaxialen Wellenleitung - diese Verteilung entspricht weitgehend derjenigen im hohlen Leiter für den jeweiligen Wellentyp - mit der Feldstärkenund Stromverteilung auf dem Innenleiter dieses Koaxialwellenleiters im geometrischen Sinne ähnlich ist. Daraus wird die erfindungsgemässe These abgeleitet, dass sämtliche an der Hohlleiterwand aussen bisher angewandten und überhaupt anwendbaren Koppelmechanismen für jegliche Wellentypen, geometrisch verkleinert auch am Innenleiter eines koaxialen Wellenleiters eingesetzt werden können. Sie erfüllen hier von innen heraus - sozusagen als hohlwelttheoretisches Pendant zu den bisherigen äusseren Kopplern die gleiche Prinzipfunktion wie bei den Aussenkopplern. Die mit der Einführung des erfindungsgemässen Innenleiterkopplers erzieltaren Fortschritte sind wie folgt zusammenzufassen. Die Zusammenschaltung mehrerer Koppelstellen ist beim Innenleiterkoppler mit Leitungslängen möglich, die um mehr als eine Grössenordnung kürzer sind als beim bisherigen Aussenkoppler; denn die Kombinationsleitungen laufen von ihrem Ursprung an der jeweiligen Koppelstelle ausgehend direkt aufeinander zu und können daher auf kürzesten Wegen (A o/10 und darunter), z.B. in einem Sternpunkt wie in Fig.3, auf der Achse des Innenleiters zusammengeschaltet werden. Eine solche Schaltung wirkt, wie am Beispiel später noch erläutert wird, auf einfachste Weise und mit sehr geringer Frequenzabhängigkeit netzwerkselektiv. Dieses Verfahren zur Erzeugung von Netzwerkselektivität durch ein inneres Netzwerk, d.h. ein im Innenleiter gelegenes Netzwerk, hebt sich also vorteilhaft von der bereits vorher geschilderten, bisherigen Möglichkeit mit einem äusseren Selektionsnetzwerk, d.h. einem ausserhalb des Rund- oder Quadrathohlleiters befindlichen Netzwerk, ab, bei dem die an den jeweiligen Koppelstellen entspringenden Kombinationsleitungen topologisch sehr ungünstig zunächst radial nach aussen, also auseinanderlaufen und erst mit umständlichen Umlenkmanövern, wie z.B. nach dem bereits erwähnten "NTZ"-Aufsatz von G.Mörz, wieder aufeinander zugeführt werden müssen. Aus diesen Gründen müssen hier die äusseren Kombinationsleitungen mindestens etwa zwei Wellenlängen lang sein. Aus den sehr kurzen Leitungslängen beim inneren Selektionsnetzwerk ergibt sich weiter der Vorteil, dass die einzelnen Koppelelemente auf die nicht zu koppelnden Wellentypen nur noch mit der Summe ihrer reinen Reaktanzen wirken, d.h. ohne die langen, am Ende kurzgeschlossenen, äusseren Zusatzleitungen. Diese reinen Reaktanzen haben einen wesentlich geringeren Frequenzgang als beim bekannten Aussenkoppler und können daher breitbandig kompensiert werden, und zwar auch dann, wenn das einzelne Koppelelement bei nicht oder nur schwach feldselektiven Anordnungen zwecks möglichst vollständiger Auskopplung des gefragten Wellentyps auch mit dem nicht auszukoppelnden Wellentyp partiell stark verkoppelt ist. Dies bedeutet, dass der auszukoppelnde Wellentyp am Weichenausgang nahezu vollständig verfügbar ist und trotzdem die durch die starke Koppelung auf den nicht auszukoppelnden Wellentyp ausgeübte Reaktanzwirkung kompensiert werden kann. Es erscheint sogar möglich, dass diese Reaktanz für den nicht zu koppelnden Wellentyp dazu ausgenützt werden kann, um andere für diesen Wellentyp bestehende Reaktanzen, z.B. der Pfostenkreuze nach der DE-OS 28 04 132, damit wenigstens teilweise zu kompensieren. Bei nach der Erfindung ausgebildeten Weichen muss der Innenleiter mit einer Haltevorrichtung in seiner exakt zentrischen Lage gehalten werden. Ausserdem muss der Peilwellentyp oder deren zwei nach der Umwandlung z.B. in die Form der koaxialen Grundwelle im Inneren des Innenleiters zur weiteren Verwertung in den Raum ausserhalb des äusseren Leiters des koaxialen Wellenleiters befördert werden. Dazu kann eine Innenleiterhalterung nebst koaxialer Herausführung mit guten Eigenschaften z.B. nach den in der DE-OS 28 04 132 aufgezeigten Prinzipien und Ausführungsbeispielen eingesetzt werden. Im folgenden wird eine Reihe von praktischen Anwendungsbeispielen der oben entworfenen Grundsätze vorgeführt. In Fig. 2 ist in einer perspektivischen Aussicht ein praktisch ausgeführter und erprobter Welentypenwandler gezeigt, der die H01-Welle des Rundhohlleiters innerhalb von Frequenzbändern der relativen Breite von 15 % nahezu vollständig in die Grundwelle der Koaxialleitung umformt. Dieser H01-Koaxialwellenwandler besteht aus einem relativ kurzen, äusseren Rohrleiter 1, der im Vordergrund von Fig.2 zu sehen ist. Dieser äussere Rohrleiter 1 ist hinten zunächst durch eine metallische Platte 2 abgeschlossen. Die Funktion dieser Kurzschlussplatte 2 kann für die H01 Welle im Rundhohlleiter jederzeit durch einen kegelförmigen oder sprunghaften Übergang auf einen engeren Rundhohlleiter ersetzt werden, in dem sich das H01-Feld im betrchteten Frequenzbereich nur noch aperiodisch gedämpft ausbreiten kann., während die H11-Welle auch im engeren Rundhohlleiter noch gut ausbreitungsfähig ist. Mit einer solchen Querschnittsverengung wird der H01-Koaxialwellen übergang zu einer H01-H11-Wellentypenweiche erweitert. Dargestellt ist eine solche Wellentypenweiche in der später noch erläuterten Fig. 5. Durch eine axiale Bohrung 3 in der Kurzschlussplatte 2 der Anordnung nach Fig.2 ist ein Innenleiter 4 geschoben, der in diesem Abschnitt zusammen mit dem äusseren Rohrleiter 1 einen koaxialen Wellenleiter bildet und der daher im folgenden Welleninnenleiter 4 genannt wird. Im Inneren dieses Welleninnenleiters 4 ist koaxial ein zentraler Leiter 5 untergebracht. Dieser zentrale Leiter 5 - im folgenden Koaxialinnenleiter 5 genannt - ist leitend mit einem Querblech 6 verbunden, das sich als bandförmiger Innenleiter symmetrisch nach links und rechts verzweigt. Das bandleiterartige Blech 6 verläuft entlang waagrechter innerer Durchmesser im Welleninnenleiter 4 und ist an zwei einander diametral gegenüberliegenden Längslinien mit der Innenwand des Welleninnenleiters 4 leitend verbunden. Fliesst nun aus der von rechts hinten kommenden Koaxialleitung ein Strom, der. momentan nach vorn gerichtet sei, so verzweigt sich dieser Strom des Koaxialinnenleiters 5 in zwei gleiche Teilströme, die auf dem Querblech 6 nach rechts bzw. nach links zur Innenwand des Welleninnenleiters 4 weiterfliessen. Jeder dieser Teilströme fliesst zur einen Hälfte entsprechend seiner Herkunft z.B. vom oberen in Fig.2 sichtbaren Halbkreis des Innenleiters 5 auf der oberen Fläche des Querblechs 6, während die andere Hälfte auf der unteren Blechoberfläche fliesst. Zwei in Fig.2 sichtbare Längsschlitze 7 und 8 in der Wand des Welleninnenleiters 4 denke man sich vorübergehend leitend verschlossen. Treffen dann die Ströme des Querblechs 6 auf die innere Wand des Welleninnenleiters 4, so werden die auf der oberen Seite des Blechs 6 von rechts und von links her zur Wand fliessenden Ströme nach oben umgelenkt und die Ströme auf der Unterseite des Blechs 6 nach unten. Die Ströme fliessen also unmittelbar nach dem Knick in Umfangsrichtung zu beiden Seiten des Blechs nach oben und unten auseinander, biegen dann stetig in Längsrichtung nach hinten ab und verteilen sich schliesslich quadrantenweise gleichmässig über den Umfang der Innenfläche des Welleninnenleiters 4. Aus dieser Stromverteilung auf der Innenwand des Welleninnenleiters 4 ergeben sich einige praktisch interessante Koppelmechanismen, die dadurch realisiert werden, dass in die zu diesem Zweck dünn gehaltene Wand des Welleninnenleiters 4 an geeigneten Stellen Koppelöffnungen zum koaxialen Wellenleiter eingebracht werden. Fig. 2 zeigt eine Koppelanordnung mit zwei Längsschlitzen 7 und 8 in der Welleninnenleiterwand 4, und zwar verläuft der linke Schlitz 7 unmittelbar über dem stromzuführenden Querblech 6, der rechte Schlitz 8 dagegen unmittelbar darunter. Der Durchmesser, auf dem die Koppel schlitze 7 und 8 einander diametral gegenüberliegen, hat also eine leichte Schräglage, die aber wegen der Rotationssymmetrie des anzuregenden H01-Wellentyps bedeutungslos ist. Wird jetzt der oben betrachtete Momentanstrom weiter verfolgt, der auf dem-Querblech 6 an die Längsschlitze 7 und 8 heranfliesst, so setzt sich dieser als über den Längsschlitz 7 bzw. 8 fliessender Verschiebungsstrom besonders dann fort, wenn die Längsschlitze 7 und 8 im betrachteten Frequenzbereich etwa eine halbe WellenlängelO lang sind und somit Resonanzschlitze darstellen. Der Resonanzschlitz 7 bzw. 8 mit seinem Verschiebungsstrommaximum in der Mitte übernimmt dann direkt den Leitungsstrom vom Querblech 6, das etwa halb so breit ist wie die Resonanzschlitze 7 und 8 lang sind. Auf die im bereits zitierten Buch von Meinke/Grundlach auf Seite 311 und 312 angegebenen Möglichkeiten, Resonanzschlitze zu bauen, die wesentlich kürzer sind als O/Z, wird hingewiesen. Der Verschiebungsstrom im linken Koppelschlitz 7 der Weiche nach Fig. 2 ist z.B. für den ihn erzeugenden, oben betrachteten Momentanstrom nach oben gerichtet und nat daher nach dem Durchflutungsgesetz an der äusseren Fläche des Welleninnenleiters 4 - also im Raum des koaxialen Wellenleiters - eine nach vorn gerichtete, magnetische Längsfeldstärke zur Folge. Im rechten Koppelschlitz 8 ist der momentane Verschiebungsstrom nach unten gerichtet und erzeugt somit an der Aussenfläche des Welleninnenleiters 4 ebenfalls ein nach vorn gerichtetes magnetisches Längsfeld, das aus Symmetriegründen die gleiche Amplitude hat wie beim Schlitz 7. Diese Hz-Feldkonfiguration entspricht der H01-Welle im Rundhohlleiter, wie u.a. aus Fig. 1 folgt. Die technisch wichtige Frage, wie sich der H01-Wandler nach Fig. 2 gegenüber H11-Wellen verhält, hängt von der Polarisation dieser H11-Welle ab. Eine in Fig. 2 horizontal polarisierte Hllh-Welle ist schon von jedem Resonanzschlitz 7,8 für sich allein betrachtet vollständig entkoppelt, weil bei dieser Polarisation die Wandströme auf der Aussenfläche des Welleninnenleiters 4 im Bereich der Resonanzschlitze 7,8 - ebenso wie auf der Innenwand des äussersten Leiters 1 - nur parallel zu den Schlitzen 7 und 8 verlaufen. Das liefert bei diesem Wandler neben der später noch erläuterten Selektionswirkung durch das Querblech 6 einen hohen Beitrag zur H11h-Entkopplung von Koaxialarm. Diese Entkopplung ist auf mehr als 50 dB zu veranschlagen. Eine in der Anordnung nach Fig.2 vertikal polarisierte H11vWelle regt zwar mit ihren auf dem Welleninnenleiter 4 fliessenden Wandströmen, die quer auf die Resonanzschlitze 7 und 8 treffen, den einzelnen Resonanzschlitz 7 bzw. 8 an, aber in vorteilhafter Weise gegenüber der H01-Welle mit einer viel kleineren Amplitude. Dies zeigt der H Vergleich in Fig.1 bei gleicher Leistung dieser beiden Wellentypen. Es ergibt sich eine hohe Feldselektivität, die einen hohen H11v-Entkopplungsanteil liefert, der mit dünner werdendem Welleninnenleiter nach Fig.1 weiter ansteigt. Der zweite Anteil zur H11v-Entkopplung beruht darauf, dass die Hz-Komponenten der H11v#Welle am Ort der beiden Resonanzschlitze 7 und 8 untereinander entgegengesetzt gerichtet sind. Die von beiden Resonanzschlitzen 7 und 8 auf das Querblech 6 übergehenden, zur Rohrachse hin gerichteten Ströme haben dann nach dem Durchflutungsgesetz stets untereinander gleiche Richtung und bei symmetrischem Aufbau auch gleiche Amplitude. Daher gleichen sie diese Radialströme auf dem Querblech 6 gegenseitig stets aus, und es bleibt kein Differenzstrom, der auf dem Koaxialinnenleiter 5 nach hinten abfliessen könnte, d.h. ie Grundwelle der Koaxialleitung ist von der H11v-Welle vollständig entkoppelt. Zum gleichen Ergebnis führt die folgende Betrachtung der elektrischen Feldstärken: Die von der H11v-Welle in den beiden Resonanzschlitzen 7 und 8 hervorgerufenen Verschiebungsströme haben, wie vorstehend erläutert wtlrde, nach dem Durchflutungsgesetz stets untereinander leice räumliche Richtung. Dies gilt mit einer für beide Koppelorgane gleichen Zeitphase auch für die entsprechenden elektrischen Feldstärken, die sich zwischen dem Querblech 6 und der Innenwand des Welleninnenleiters 4 in Richtung zur Achse ausbreiten. Wichtig ist, dass von diesen elektrischen Feldstärken gleicher räumlicher Richtung die eine von links kommende auf der oberen Fläche des Querbleches 6 herrscht und die andere, von rechts kommende auf der unteren Seite des Querbleches 6. Da ferner die elektrischen Felder der auf dem Querblech 6 laufenden Grundwelle in ein und demselben Querschnitt über und unter dem Querblech 6 stets einander entgegengesetzte Richtung haben, sind die von beiden Resonanzschlitzen 7 und 8 ausgehenden Teilwellen der H11v-Welle untereinander gegenphasig. Ihre elektrischen Feldstärken treffen daher in der Elitte sowohl auf der Ober- wie auch auf der Unterseite des Querbleches 6 stets gegeneinander gerichtet zusammen. Die elektrischen Felder beider Teilwellen löschen sich also in der durch die Achse verlaufenden, senkrechten Längsschnittebene stets aus. Es herrscht hier eine Nullstelle der resultierenden elektrischen Feldstärke, d.h. es entsteht eine räumlich stationäre Kurzschlussebene, so dass in der hier angeschlossenen Koaxialleitung die koaxiale Grundwelle nicht angeregt werden kann. Das Querblech 6 ist ein Musterbeispiel eines sehr einfachen, gleichwohl aber sehr wirkamen, inneren Selektionsnetzwerkes. Es bewirkt im Zusammenspiel mit den Resonanz schlitzen 7 und 8 bei der H01-Welle, dass ihre H -Komponen z ten, die im Bereich beider Resonanzschlitze 7 und 8 untereinander gleiche Richtung haben, auf dem Querblech 6 untereinander entgegengesetzt gerichtete Radialströme erzeugen. Damit erzwingt der maximale Differenzstrom - das ist die skalare Summe dieser beiden Radialströme eine optimale Anregung der Koaxialleitungswelle. Demgegenüber erzeugen die an den Resonanzschlitzen 7 und 8 untereinander entgegengesetzt gerichteten Hz-Komponenten der H11v-Welle auf dem Querblehc stets Radialströme gleicher Richtung, die sich ohne koaxialen Differenzstrom gegenseitig auf dem Querblech 6 ausgleichen. Der auf dem Querblech 6 fliessende Ausgleichsstrom führt zur Anregung eines H11-Feldes im Inneren des Welleninnenleiters 4, d.h. zu einem verkleinerten Abbild der erzeugenden H11 -Welle im äusseren, koaxialen Wellenleiter 1. Da der äussere Wellenleiter 1 mit seiner H01- bzw. H11-Grenzfrequenz den Betriebsfrequenzbereich bestimmt, liefert der wesentlich dünnere Welleninnenleiter 4 für das in ihm erzeugte H11-Feld eine kräftige aperiodische Dämpfung. Neben diesem physikalischen Grund für die hohe Entkopplung der H11-Welle von der Grundwelle der Koaxialleitung ist darauf hinzuweisen, dass die sich in der Koaxialleitung 4,5 noch ausbreitenden H11-Feldreste ihrerseits total von der koaxialen Grundwelle entkoppelt sind. Der auf dem Querblech 6 von der Hllv-Welle hervorgerufene Ausgleichsstrom übt auf diese Welle im zentralen durchlaufenden koaxialen Wellenleiter 1,4 eine gewisse Reaktanzwirkung aus. Diese Rückwirkung ist nach Fig.1 wegen der gegenüber der H01-Welle relativ kleinen koppelnden HzFeldstärken nicht stark, und sie wird umso schwächer, je kleiner der Durchmesser des Welleninnenleiters 4 wird. Da die Reflexion der H11-Durchgangswege dieser Wellentypenweichen sehr klein sein soll, wird diese Rückwirkung im folgenden noch näher betrachtet. Die physikalische Ursache dieser Reaktanzwirkung ist darin zu sehen, dass die Wandströme der H W ll auf dem Welleninnenleiter 4 in der Regel nicht ungestört über die Resonanzschlitze 7 und 8 fliessen können, sondern dort eine gewisse Reaktanz zu überwinden haben. Diese Reaktanz wird dargestellt von der Parallelschaltung des reinen Resonanzschlitzes 7 bzw. 8 und des im Welleninnenleiter 4 daran angeschlossenen, inhomogenen Leitungsystems, bestehend aus der rechten bzw. linken Hälfte des Querbleches 6 in Fig.2 und aus der Innenfläche des rechten bzw. linken Halbzylinders an der Innenwand des Welleninnenleiters 4. Die beiden untereinander gleichen Resonanzschlitze 7 und 8 verhalten sich in der Umgebung iher Resonanz jeweils wie ein stark bedämpfter Parallelresonanzkreis. Sie sind also hochohmig, so dass die auf den Resonanzschlitz 7 bzw. 8 treffenden Wandströme hier angenähert nur die Reaktanz am Eingang des obigen inneren Leitungssystems im Welleninnenleiter 4 vorfinden. Dieses innere Leitungssystem wird gebildet aus der Innenfläche des rechten Halbzylinders des Welleninnenleiters 4 als Aussenleiter und der jeweiligen Hälfte des Querbleches 6 als "Innenleiter". Dieses Leitungssystem ist am Ende kurzgeschlossen, und zwar in der Anordnung von Fig. 2 in der durch die Achse verlaufenden, senkrechten Längsschnittebene. Dies ist darin begründet, dass in dieser Ebene die Spannungs-losigkeit - verifiziert durch die Entkopplung der koaxialen Ausgangsleitung - dadurch erzwungen wird, dass die von den beiden Resonanzschlitzen 7 und 8 stammenden, untereinander gleich starken Teilwellen der H11v-Wellen in der Mitte des Querbleches 6 - wie bereits erläutert gegenphasig aufeinandertreffen. Die H11v#Wandströme auf dem Welleninnenleiter 4 werden dann nicht gestört, wenn der in der Mittelebene herrschende Kurzschluss über das innere Leitungsystem an den Ort der Resonanzschlitze 7 und 8 transformiert wird. Dies wird bei Betriebsfrequenzen ereicht, bei denen die halbe Länge lr des Querbleches 6 entweder klein ist gegen die Wellenlänge - etwa lr < o/10 - , oder bei lr an . > o/2. Es ist allerdings darauf hinzuweisen, dass mit zunehmender Ordnungszahl n die räumliche Lage der Wiederkehrorte dieses Kurzschlusses bei Frequenzänderung immer stärker variiert. Es ergeben sich räumlich nicht stationäre Wiederkehrpunkte des stationären Kurzschlusses in der Mittelebene. Hingegen tritt das erste H11v#Reflexionsmaximum mit steigender Frequenz dann auf, wenn die Leitungslänge Ir 0,25# or wird; denn bei dieser Frequenz und in ihrer Umgebung ist das innere Leitungsystem am Ort der Resonanzschlitze 7 und 8 hochohmig. Gemildert wird dieser Einfluss auf die Wandströme der Hliv-Welle dadurch, dass wegen der Schlitzlänge ls > 2 lr die Schlitzresonanz weit unter dem H11v-Reflexionsmaximum liegt, und daher der Schlitz 7 bzw. 8 hier nicht mehr hochohmig ist. @@ ist mit der Anordnung nach Fig.2 wegen des prinzinzell dinnen Welleninnenleiters 4 erstmals möglich, das erste - 1 -Reflexionsmaximum mit lr = 0,25#or so weit über u##.-i Petriebsfrequenzbereich zu schieben, dass es nicht mehr stört. Ein derart kurzes inneres Selektionsnetzwerk ist cen bisherigen, äusseren Selektionsnetzwerken mit ihren viel längeren Kombinationsleitungssystemen hinsichtlich Breitbandigkeit und vor allem wegen der Einfachheit der Anordnung wesentlich überlegen. Der H01 -Koaxialwellenwandler nach Fig.2 lässt sich in folgender Weise zu einer H01 - H11 -Peilwellenweiche erweitern, wie sie in Fig.5 in einer Schrägansicht dargestellt ist.Die Kurzschlussplatte 2 im Hintergrund de Anordnung nach Fig.2 wird in der Anordnung nach Fig.5 durch einen sprunghaften, stetigen oder gestuften Übergang 16 auf einen Hohlleiter 17 oder Wellenleiter solcher Art ersetzt, dass sich in diesem weiterführenden Wellenleiter 17 nur noch ein aperiodisch abklingendes H01-Feld ausbreiten kann, während sich H11-Wellen hier genügend weit über ihrer Grenzfrequenz, und daher aperiodisch ungedämpft ausbreiten können. Solche Übergänge werden nach bekannten Prinzipien dimensioniert. Der Welleninnenleiter 4 wird entweder nach hinten so weit verlängert, bis es an einem geeigneten Abschluss, z.B. an einer Polarisationsweiche mit freiem Zentrum, möglich ist, die Koaxialleitung mit der umgewandelten H01-Welle aus dem Wellenleiter herauszuführen. Falls dies wegen zwischengeschalteter und das Durchziehen eines Wellen innenleiters 4 sehr erschwerender Elemente wie z.B. Krümmer nicht möglich ist, wird der Welleninnenleiter 4 möglichst kurz gehalten und mit radial oder schräg zum äusseren Leitet 1 verlaufenden Streben in seiner zentralen Lage gehalten Diese Haltestreben, die sich auch dazu eignen, die innere Koaxialleitung herauszuführen, können nach den in der DE-OS 28 02 132 aufgestellten Grundsätzen dimensioniert werden. Wie bereits erwähnt wurde, ist die so entstandene H01 H11-Weiche bezüglich beliebig polarisierter H11-Wellen noch nicht exakt rotationssymmetrisch, wenngleich der Grad der Unsymmetrie, der sich auf Unterschiede in der Reflexion (siehe H11V- bzw. H11##Verhalten) und in der elektrischen Länge der Weichendurchgangswege für orthogonale H11-Wellen bezieht, wegen der relativ sehr geringen Kopplung der H11-Wellen (Fig.1) nicht hoch ist. Wie erläutert, wird diese Unsymmetrie bei der H01 -H11 -Weiche mit zwei Resonanzschlitzen 7 und 8 nach Fig. 2 um so kleiner, je dünner der Welleninnenleiter 4 im Vergleich zum Aussenleiter 1 der koaxialen Wellenleitung gemacht wird. Absolute Rotationssymmetrie, wie sie z.B. im Betrieb mit zirkularer Doppelpolarisation notwendig ist, wird mit der in einer Schrägansicht in Fig. 3 skizzierten H01-H11- Weiche erreicht, und zwar auch bei relativ grossen Durchmessern des Welleninnenleiters 4. Die Weiche in Fig.3 arbeitet nach dem gleichen Prinzip der feldselektiven Hz Kopplung wie die Weiche in Fig.2. Zusätzlich zum horizontalen, in diesem Fall aus zwei Hälften 6 und 6" bestehendes Querblech 6 dieser Weiche mit zwei Resonanzschlitzen 7 und 8 wird bei der Anordnung nach Fig.3 ein vertikales ebenfalls aus zwei Hälften 9 und 9" bestehendes Querblech 9 eingeführt, das in gleicher Weise mit dem Innenleiter 5 der nach hinten verlaufenden Koaxialleitung kontaktiert ist wie das horizontale Querblech 6. Das neu hinzugefügte, vertikale Querblech 9 speist zwei weitere Resonanzschlitze 10 und 11 in der Wand des Welleninnenleiters 4. Der obere Resonanzschlitz 10 ist nach Fig.3 unmittelbar rechts neben dem Querblechabschnitt 9 und der untere Schlitz 11 links vom Querblechabschnitt 9" angebracht. Die vier Resonanzschlitze 7,8,10 und 11 in Fig.3 liegen also von der Rohrachse aus betrachtet durchweg auf der gleichen Seite ihres jeweiligen Quer bechabschnittes. in Strom, der a- dem 3fltiai#fl koaxialen Innenleiter 5 von hinten kommt, wird wegen aer Symmetrie der Anordnung in vier untereinander gleich starke und gleichphasige Teilströme auf den vier, radial nach aussen laufenden Querblechabschnitten 6, 6", 9und aufgeteilt. Diese Ströme speisen die Resonanzschlitze 7,8,10 und 11 und erzeugen dort Verschiebungsströme, die stets zyklisch liegen und die auf der Aussenfläche des Welleninnenleiters 4 vor den vier Resonanzschlitzen 7,8,13 und 11 im koaxialen Wellenleiter 1,4 jeweils H -Kompo- nenten von untereinander stets gleicher Stärke und Richtung anregen. Diese Feldkonfiguration entspricht wiederum derJenigen der H01-Welle des runden, koaxialen Wellenleiters. Die Weiche nach Fig.3 verhält sich aus Gründen der Symmetrie gegenüber horizontal polarisierten Hllh-Wellen exakt ebenso wie gegenüber vertikal polarisierten H11V- Wellen, nämlich so, wie es bei der Weiche nach Fig.2 für H11v#Wellen beschrieben ist. Die Anordnung nach Fig.3 stellt somit im Hinblick auf Reflexion und elektrische Länge für beliebig polarisierte H11-Wellen eine vollständig rotationssymmetrische H01 H11 -Weiche dar. Damit ist bei einer entsprechend der Fig.3 ausgebildeten Weiche jegliche Depolarisation linear oder zirkular polarisierter H11-Wellen ausgeschlossen. Dies gilt auch dann, wenn der Durchmesser des Welleninnenleiters 4 relativ gross ist, d.h. wenn eine grössere Anzahl von Verschiebungsstromlinien auf den Welleninnenleiter 4 treffen und als Folge davon eine nennenswerte Verkopplung einzelner der Resonanzschlitze 7,8,10 oder 11 mit den H11-Wellen auftritt. Da relativ grosse Durchmesser des Welleninnenleiters 4 aus Gründen der Herstellbarkeit bei höheren Betriebsfrequenzen, z.B. über 10 GHz, in Betracht zu ziehen sind, eignet sich die Weichenanordnung nach Fig.3 vor allem für höhere Frequenzen und bei sehr hohen Entkopplungsforderungen zwischen dualen Zirkularpolarisationen. Neben der vollständigen Rotationssymmetrie hat die Weiche nach Fig.3 die folgende weitere neue Eigenschaft. Die gekreuzten Querbleche 6 und 9 dieser Weiche wirken nicht nur für H11-Wellen jeglicher Polarisation als inneres Selektionsnetzwerk, sondern auch gegenüber der H21-Welle. Auf der Aussenfläche des Welleninnenleiters 4 hat die H21 Welle an diametral gegenüberliegenden Stellen Hz-Kom- ponenten von untereinander gleicher Stärke und Richtung. Diese Hz-Komponenten, die nach Fig.1 im Vergleich zu denen der H01-Welle sehr klein sind, wären für sich allein betrachtet in der Lage, über die beiden Resonanzschlitze 7,8 des einen, z.B. horizontalen Querbleches 6 einen kleinen Differenzstrom in der Koaxialleitung zu erzeugen. Gleiches gilt für den Koppler nach Fig.2, dessen H21-Selektivität "nur" auf der z.B. aus Fig.1 entnehmbaren feldselektiven Wirkung beruht, die mit kleiner werdendem Durchmesser des Welleninnenleiters 4 ansteigt. Bei der Weiche nach Fig.3 hingegen erzeugt die H21-Welle mit ihrem zweiten Hz-Komponentenpaar vor den beiden Resonanzschlitzen 10 und 11 des anderen z.B. vertikalen Querbleches 9 einen ebenso kleinen Differenzstrom wie die beiden zuerst betrachteten Hz-Komponenten. Da das erste und das zweite Hz-Komponentenpaar bei der H21-Welle untereinander gleiche Amplitude, aber stets entgegengesetzte Richtung haben, wie sich bei jeglicher H21-Polarisation aus dem H21-Feldbild des koaxialen Wellenleiters ergibt, gilt dies auch für die entsprechenden Differenzströme. Diese Differenzströme, die ja in ein und derselben Koaxialleitung fliessen, löschen sich somit stets gegenseitig aus. Die H21-Welle ist also bei der Weiche nach Fig.3 nicht nur flit ihrer blossen Feldselektivität, je nach dem Durchmesser des Welleninnenleiters 4, von der Koaxialleitung entkoppelt, sondern zusätzlich noch mit der Netzwerkselek tivität, die den gekreuzten Querblechen 6 und 9 gegenüber r H21-Welle zukommt. Diese Netzwerkselektivität ist bei lie Symmetrie der Anordnung breitbandig beliebig hoch. Bei der Anordnung nach Fig.3 kann mit folgender einfachen Änderung ein grundsätzlicher Funktionswandel, und zwar zum H21-Koaxialwellenwandler, herbeigeführt werden. Beide Resonanzschlitze ein und desselben, an sich beliebigen Querbleches 6 oder 9 werden gegenüber der in Fig.3 gezeisten Lage auf der jeweils anderen Seite dieses Quertl-ches 9 bzw. 6 angebracht. Ein Primärstrom aus der Koaxialleitung erzeugt dann im koaxialen Wellenleiter 4,1 vor den Resonanzschlitzen 7,8,10 und 11 Hz-Komponenten, die in zyklischer Reihenfolge alternierende Richtungen haben. Diese Hz-Konfiguration passt nun zur H21-Welle, die angeregt wird. Dagegen ist diese alternierende H z -Kom- ponentenfolge konträr zur H01-Welle und auch zu H11-Wellen jeglicher Polarisation. Dieses abgewandelte innere Selektionsnetzwerk koppelt also nun die H21-Welle mit der Koaxialleitung 5,4 und entkoppelt diese von der H01-Welle und von allen H11-Wellen. Die Netzwerkselektivität wird hier allerdings von einem negativen Beitrag durch Feld selektivität" reduziert, da eine im koaxialen Wellenleiter laufende H01-Welle nach Fig.1 die einzelnen Resonanzschlitze 7,8,10 und 11 nach wie vor viel stärker anregt als die H21-Welle. Zur Vervollständigung dieser Betrachtung wird darauf hingewiesen, dass in Fig.4 in einer perspektivischen Ansicht die Grundform der vorher beschriebenen Ho1- Koaxial-Wellenweiche dargestellt ist. Diese Bauweise hat in einem Welleninnenleiter 12 nur einen einzigen Resonanzschlitz 13, der von einem halben, d.h. nur über einen halben Durchmesser reichenden Querblech 14 aus der Koaxialleitung 5, 12 mit dem zentralen Innenleiter 15 gespeist wird. Diese Anordnung arbeitet rein feldselektiv, ohne jedes innere Selektionsnetzwerk. Gleichwohl ist von dieser Anordnung unter Berücksichtigung der relativen H Amplituden in Fig.1 eine umso höhere Entkopplung der H21- Welle und aller H11-Wellen von der Koaxialleitung zu erwarten, je dünner der Welleninnenleiter 12 ist, wobei insbesondere die H11-Reflexion sehr klein wird. Dieser einfache Innenschlitzkoppler ist insbesondere für tiefere Frequenzen, etwa unter 2 GHz, geeignet. In den drei in den Fig.3 bis 5 dargestellten Ausführungsbeispielen ist der Rohrleiter 1 nicht wie beim Beispiel nach Fig.2 durch eine metallische Kurzschlussplatte abgeschlossen, sondern er geht mittels eines kegelförmigen Ubergangsstückes 16 auf einen engeren Rundhohlleiter 17 über. In diesem engeren Rundhohlleiter 17 kann sich z.B. das H01-Feld nur noch aperiodisch gedämpft ausbreiten, wogegen die H11-Welle dort noch gut ausbreitungsfähig ist. 15 Patentansprüche 5 Figuren

Claims: Mode filter for a circular waveguide (1), in one section of which a coaxial line is provided for extracting the H₀₁ wave mode and for converting the H₀₁ wave into a coaxial fundamental wave, the inner conductor (5) of which coaxial line extends on the central longitudinal axis of the circular waveguide (1), and the outer conductor wall (4) of which has at least one axially extending resonance slot (7, 8, 1O, 11), characterized in that a conductive sheet (6', 6", 9', 9") is fastened in each case to the outer conductor wall on the inside on one longitudinal side of each resonance slot (7, 8, 10, 11), which sheet is connected at its opposite side to the inner conductor (5) of the coaxial line. Mode filter according to Claim 1, characterized in that the outer conductor wall (4) has a plurality of axially extending resonance slots (7, 8, 10, 11) which are arranged distributed evenly around the circumference of the outer conductor wall of the coaxial line. Mode filter according to Claim 2, characterized in that the outer conductor wall (4) of the coaxial line has two axially extending resonance slots (7, 8) which are arranged offset to each other by 180° on the circumference of the outer conductor wall of the coaxial line. Mode filter according to Claim 2, characterized in that the outer conductor wall (4) of the coaxial line has four axially extending resonance slots (7, 8, 10, 11) which are arranged offset to each other by 90° around the circumference of the outer conductor wall of the coaxial line. Mode filter according to one of the preceding claims, characterized in that, given the presence of a plurality of resonance slots (7, 8, 10, 11) in the outer conductor wall (4) of the coaxial line, the conductive sheets (6', 6", 9', 9") along the inner circumference of the coaxial line outer conductor wall (4) are always fastened to the same longitudinal side of each of the slots (7, 8, 10, 11). Mode filter according to one of the preceding claims, characterized in that the sheets (6, 9) have approximately half the longitudinal extent of the longitudinal extent of a resonance slot (7, 8). Mode filter according to one of the preceding claims, characterized in that the resonance slots (7, 8) have a longitudinal extent of approximately half an operating wavelength. Mode filter according to one of the preceding claims, characterized in that the resonance slots (7, 8) and the conductive sheets (6, 9) are arranged at a close distance from such a circular waveguide region (2) in which the cross-section of the circular waveguide (1) constricts in the fashion of a cone or suddenly, in such a way that the wave mode extracted by means of the coupling elements is no longer capable of being propagated as waves. Mode filter according to one of the preceding claims, characterized in that the diameter d of the outer conductor wall (4) of the coaxial line is small, for example D/d ≈ 5, in comparison with the interior diameter D of the circular waveguide (1). Mode filter according to one of the preceding claims, characterized in that the coaxial line is held centrally in the circular waveguide (1) by means of a plurality of struts engaging on the inside of the circular waveguide wall. Mode filter according to Claim 10, characterized in that one of the struts is designed in such a way that the respective H₀₁ wave mode which is to be extracted and has been converted can be led out of the waveguide (1) in said strut. Mode filter according to one of Claims 1 to 9, characterized by a combination with a polarizing filter in such a way that the coaxial conductor outer wall (4) is connected at one of its ends to the polarizing filter having a free centre, and the coaxial line with the converted H₀₁ wave is led out through the free centre.

Inventors: SCHUEGRAF, EBERHARDT, DR.-ING.
Applicants: SIEMENS AKTIENGESELLSCHAFT
Application year: 1983
Main classification: H01P1
IPC codes: H01Q25, H01P1