@article{oai:u-ryukyu.repo.nii.ac.jp:02006899,
 author = {INAMI, Tadao and 伊波, 直朗},
 issue = {8},
 journal = {琉球大学農家政工学部学術報告, The science bulletin of the Division of Agriculture, Home Economics & Engineering, University of the Ryukyus},
 month = {Jun},
 note = {この論文の目的は、二つの異なった無損失誘電体によって内部をみたされた矩形断面金属導波管内の電磁波の伝播を理論'約に解析するにある。導波管内の各断面における誘電体分布は同じと仮定してある。一つの誘電体が空気のときは、このもんだいは、金属管に包まれた誘電体導波筒にそっての電磁界分布の解析ともみられる。ｚ軸に平行な軸方向をもった矩形断面の金属管を考える。金属管壁は近似的に無限大の導電率をもっているものとする。x方向およびy方向の金属管の大きさをそれぞれα,ｂとする。この金属管は、全長にわたって、x＝０からx＝1/2aまでのあいだは、誘電率_Eの無損失誘電体によって、x＝1/2αからx＝aまでは誘電率_E＿２の無損失誘電体によって、それぞれみたされているものとする。両媒質の導磁率は、いずれも真空の導磁率にひとしいものとする。電界のｚ方向成分が満足しなければならない微分方程式は、一般に(∂x^2)/(∂_2E_Z*)+(∂y^2)/(∂^2E_z*)=-(Γ^2+k^2E_Z*)(1)であたえられる。(1)電界はyに関するかぎり、ふつうの矩形断面導波管内と同じ函数であると仮定してさしつかえない。したがって、横電界型波（TE波）についてはE_Z*=f(x)sin k_yy(2)と書くことができる。（２）式を（１）式に代入すれば、(d^2f)/(dx^2)+(Γ^2+k_y^2)f=０となる。ここでk=ω√<με>　k_y=(qπ)/b q=0,1,2,…である。k_1’^2=Γ^2+k_1^2-k_y^2=Γ^2+ω^2μ_0ε_1 -k_y^２　K_2’^2=Γ^2+k_2^2-k_y^2=Γ^2+ω^2μ_0ε_2-k_y^2とおけば、第一、第二媒質中の解は、それぞれf(x)=A_1sin k_1’x+B_1 cos k_1’x　f(x)=A_2sin k_2’x+B_2 cos k_2’xとなる。壁面における境界条件から、x＝０とx＝αにおいてE_２*＝0がえられ、これからＢ_1＝０　Ｂ_２＝－A＿2tan　k_2'αがえられる。したがって、第一、第二媒質中の解は、それぞれf(x)＝A_1sin k_1’x　f(x)=-(A_2)/(cos k_2’a)sin k_2’(a-x)となる。同様に、横磁界型波（ＴＭ波）については、H_2*=g(x)cos k_yyとおけば、第一、第二媒質中における解は、それぞれg(x)=_<C1> cos k_1’x　g(x)=_(C_1)/(cos k_2a)cos k_2(a-x)となる。しかし、二媒質間の境界面での境界条件を満足するような、常数Ａ_1,Ａ_2,C_１,C_2の値を決定することは、単純なＴE波やＴM波については不可能であることがわかる。したがってこの導波管内の電磁界は、ＴE波とＴM波の一次的なくみあわせでなければならない。そして、境界条件を満足するには、(tan1/2k_1’a)/(1/2k_1’a)=-(tan1/2k_2’a)/(1/2k_2’a)　1/2k_2’a tan1/2k_2’a=-(ε2)/(ε1)1/2k_1’a tan 1/2k_1’aのいずれかが成立し、かつ(1/2k_2’a)^2-(1/2k_1’a)^2=(_<ε2>-_<ε1>)/(_<ε0>)f^2でなければならない。, 紀要論文},
 pages = {416--420},
 title = {Electromagnetic Waves in Metallic Wave-guides of Rectangular Cross Section Filled Longitudinally with two Lossless Dielectrics},
 year = {1961}
}