31 
obdržíme po dosazení a zkrácení e‘ ‘ 
1 1 d Z 
— (4 ar (7 + s 1 co) R = — 
c r d cp 
rovnice 
~ (i 7t a ^ £ i Ol) F — 
c 
i* 
c 
i co Z 
I a , , 1 a i? 
z — {r F) ^ - — 
r c r r o cp 
dZ 
TI' 
. . . (32). 
Eliminací R a. F z těchto rovnic obdržíme differenciální 
pro Z tvaru 
r c r \ d r ) r'^ d cp^ 
Z = 0, 
rovnici 
kdež k jest opět stanoveno rovnicí (5). Jest to patrně táž differenciální 
rovnice jako jsme obdrželi dříve pro amplitudu výsledné elektrické síly Z 
(rovnice 4), jejím obecným integrálem bude tedy zase 
00 
Z = \Gn {k r) cos n cp {k r) sin n (p] , 
n = 0 
kdež Gn a Hn jsou obecné Besselovy funkce «-tého řádu. Ty se dají specialiso- 
vati jako dříve, a tak obdržíme pro komplexní amplitidu výsledné magne- 
tické síly ve vnějším prostoru výraz 
Zj = + 2J An [Qn (^1 r') cos n qr-' J- ( — 1)” Qn [kT') cos n cp”] 
n = 0 
+ 2J B„ [Q„ [k^r') sinn cp' J- ( — {k^r”) sinncp”], 
1 
dále pro amplitudu magnetické síly uvnitř pravého válce máme 
.. (33) 
Z^ = T {Cn cos 11 Cp’ + Dn sin 11 cp') J (^., r'), 
n=0 
a konečně uvnitř válce levého jest 
Zg” = ( — 1)“ {Cn COS n cp” — D,t sin n cp”) {k^r”). 
»í = 0 
Podmínky na rozhraní, jež vyžadují spojitost tangenční složky 
elektrické i magnetické síly na povrchu válců, znějí tu vzhledem ke druhé 
rovnici (32) 
Z — Z ' 
^1 — ^2 
1 3Zi _ 1 2Z^' 
■ (34), 
kdež jest 
— Cl) (34'), 
" . ■ t: ; ■ > ' Z', 
XLI. 
