34 
a někdy jest i velmi nepatrné. Válce z dielektrika chovají se naopak, ty 
propouštějí snáze kmity polarisované kolmo k jich osám, aspoň pokud 
jich poloměr jest dosti malý proti délce vlny; s rostoucím poloměrem 
se i tu poměr obrátí. 
B. Oba válce za sebou. 
Přej cleme nyní k případu, kdy jsou oba válce umístněny za sebou, 
kdy tedy směr, jímž se šíří ^'lna dopadající, jest rovnoběžný s rovinou 
proloženou jich osami. Vlna šíří se pak směrem osy v-ové (viz výkres, 
pag. 6); supponujeme, že přichází od kladných hodnot souřadnice v. 
Poloměry obou válců nemusí býti nyní stejné; označíme poloměr pravého 
válce q' , poloměr válce levého q"] válce mohou býtí také z různého mate- 
riálu. Omezíme se dále na případ, kdy dopadající vlna jest polarisována 
kolmo k osám válců, takže výsledná síla elektrická jest všude s nimi 
parallelní, a platí tu rovnice (2). Jich řešení bylo provedeno již dříve, 
takže zbývá jen výrazy pro jednotlivé vlny upraviti vzhledem k pod- 
mínkám nyní splněným. 
Pro ^’lnu dopadající klademe nyní 
při čemž jeji amplituda volena opět rovna jedné; položíme-li počátek 
pravoúhlé soustavy nyní do středů pravého válce C , jest patrně 
Z\n = é' " 
Vzhledem k relaci 
^ikrcoscp — (Ji 2 2J J,„ [k r) cos m <p 
možno oba výrazy pro snadno rozvinouti ve Fourierovy řady po- 
stupujících dle násobků úhlu (p' resp. qj". Pro vlny na obou válcích od- 
ražené platí docela podobné výrazy co dříve; jest ovšem patrno, že nyní 
jest symmetrie kol osy x-ové, takže členy obsahující sin n (p' a sin n rp” 
tu odpadnou. Jest pak 
Zir = 2J AňQn [K ^') w gj' + 21 B,t Q„. [k^ r") cos n cp", 
« = o « = o 
a pro komplexní amplitudu výsledné elektrické síly v prostoru vnějším 
obdržíme 
= An Qn [K Z) cos n (p’ J- Z Bn Qn {k, f") COS ti Cp" . 
n=0 n=0 
Pro vlnu lomenou do pravého válce klademe nyní 
Zg' = 21 C„ J„ {ko f') cos n (p' 
. (3(>). 
(3r/), 
XLI. 
