6 
charakterisováno svými konstantami f ť , ft it při čemž index i = 1, 2, 3 
značí, o které medium se jedná Nejprve jde o to vyšetřiti, které koeffi- 
cienty Au, Au; Bu, B 2i odpadnou. 
V mediu prvém musí složky elektrické i magnetické síly v nekonečnu 
vymizeti, jelikož, jak v úvodu řečeno, béřeme v úvahu pouze takové vlny 
elektromagnetické, které nevysílají ani nepřijímají energie z nekonečna. 
Energie pouze proudí hlavně v blízkosti vnitřních medií, ve kterých, 
jsou-Ii vodivé, se mění částečně v Jouleovo teplo, což podmiňuje útlum 
vln charakterisovaný koefficientem a v rovnici (3). Jest tedy v případě, 
že aspoň jedním z medií jest vodič, p jistě komplexní, a stejně i x defi¬ 
nované rovnicí (5). Máme pak 
*=, _ f _, ^ •> _ ( ifj +* _ 4 *.«i ■ 
znamení odmocniny budeme vždy voliti ták, aby imaginární část byla 
kladná. Proto složky vlny elektromagnetické v prvém mediu mohou býti 
vyjádřeny pouze takovou cylindrickou funkcí, která vymizí pro nekonečně 
velký argument, jehož imaginární část je kladná. To je pouze první Hanke- 
lova funkce, která vymizí exponenciálně ; každá jiná cylindrická funkce 
stává se nekonečnou pro nekonečně velký argument s kladnou imaginární 
částí. Proto ' 
A u — B n — 0, a dále H n bude značití první Hankelovu funkci. 
O koeficientech v mediu druhém nelze obecně ničeho říci. V mediu 
třetím musí býti pro r — 0 složky elektrické a magnetické síly konečný, 
a poněvadž pouze funkce J n (x) zůstává konečnou pro x = 0, jest 
A » = B * = Tím nám zůstaly v rovnicích (6) pouze koefficienty A n , 
Bn, A 2 g, A n> B m . Abychom obdrželi rovnici pro p, nutno 
tyto koefhcienty vyloučiti z podmínek platících na rozhraní medií, kde totiž, 
jak již řečeno, tangenční složky v obou mediích jsou stejné. Indexy n u Bes- 
selových funkcí J K [x) a H n (z) v dalším vynecháme. Zavedeme-li zkratky 
r fP — x, v = 
(*) 
máme tyto rovnice 
a) pro rozhráni media 1 a 2 ve vzdálenosti q 
A * H W = A * J +A n H (zj, (7) 
B a H (z«) = B n J (zj + B a H (zj, (8, 
XXVí 
