Выделим в уравнениях (1) отраженное поле:
E
(1)
Rx
=
(
δp
−
js
+
)
(Σ
p
−
js
−
)
E
1
e
−
jk
1
(
yn
1
sin
θ
1
−
zn
1
cos
θ
1
)
;
H
(1)
Ry
=
−
n
1
cos
θ
1
E
(1)
Rx
;
H
(1)
Rz
=
n
1
sin
θ
1
E
(1)
Rx
.
(21)
Роль клина свелась к изменению коэффициента отражения по срав-
нению со случаем отражения от плоскопараллельной пластины. Если
учесть малое возмущение порядка
e
−
2
k
2
γh
(19), то можно ожидать по-
явления дополнительной неоднородной волнытого же порядка мало-
сти. Учет столь малого возмущения нецелесообразен, так как очень
высоки требования к точности экспериментальной проверки.
Из уравнений (20а) следует, что коэффициентыотражения (как ам-
плитудный, так и фазовый) зависят от знака
α
, т.е. рзличныдля волн
встречного направления распространения. В замкнутом резонаторе это
обстоятельство не приведет к изменению разности собственных ча-
стот, но вызовет их согласованное смещение и одинаковыe потери на
возмущенных частотах.
Прошедшая волна в соответствии с уравнениями (7) и (20а) опи-
сывается следующими выражениями:
E
(3)
x
=
4
p
1
(Σ
p
−
js
−
)
E
1
e
−
k
2
γ
(
a
−
y
sin
α
)
e
jk
1
(
y
cos
α
sin
θ
1
+
z
cos
θ
3
)
;
H
(3)
y
=
n
3
cos
θ
3
E
(3)
x
;
H
(3)
z
=
−
n
3
sin
θ
3
E
(3)
x
,
(22)
где
cos
θ
3
— комплексная величина, определяемая формулой
cos
θ
3
= 1
−
sin
2
θ
3
= 1
−
n
2
n
3
sin (
θ
2
−
α
)
2
=
= 1
−
[sin
θ
1
cos
α
−
jγ
sin
α
]
2
.
При малых
α
это выражение можно упростить:
cos
θ
3
≈
cos
θ
1
+
jγ
sin
α
cos
θ
1
.
В результате уравнения (22) преобразуются к следующему виду:
E
(3)
x
=
4
p
1
e
−
k
2
γa
(Σ
p
−
js
−
)
E
1
e
−
k
2
γ z
n
2
n
2 cos
θ
1
−
y
sin
α
e
jk
1
(
y
cos
α
sin
θ
1
+
z
cos
θ
1
)
,
H
(3)
y
=
n
1
cos
θ
1
+
jγ
sin
α
cos
θ
1
E
(3)
x
,
H
(3)
z
=
−
(
n
1
sin
θ
1
−
jn
2
γ
sin
α
)
E
(3)
x
.
(23)
ISSN 0236-3933. Вестник МГТУ им. Н.Э. Баумана. Сер. “Приборостроение”. 2009. № 2 29
