SA

Fig. 15.

de la longueur de coupure du guide que diminue de façon appréciable le coefficient de transmission de l’ouverture. Revenons maintenant au probkème précédent.

x a , À Cas où a =- — Lorsque a s'approche de — Re? 2,

(£ voisin de 0,9), on constate que les espacements des maxima de transmission ne sont plus réqulièrement espacés dans le cas des plus grands diamètres d'ouvertures. Ce cas s’étend aux ouvertures de

. x . 2 LAS diamètre quelconque si a==-:

Champs 90! ce 0 ï \ RSS 50 100 150 100 Champs |

Ceci correspond dans l’analogie développée plus haut à l'apparition de nouveaux modes dans le guide d'onde fictif. Les modes 4%,, et &,, ne sont

plus évanescents, ils se propagent en se superposant au mode principal (londe plane ordinaire). On ne retrouve plus de maxima régulièrement espacés. L'apparition d’irrégularités pour 0,9 < &« < 1 s'explique par l'existence de modes ä,, et &,, évanescents. Hs entrent alors en ligne de compte, car leur atténuation tend vers zéro si « tend vers 1. Sur la figure 16 nous avons représenté des courbes de variation du champ transmis en fonction de l'écartement x pour & = 0,92 et &« = 0,79.

Lorsque l'intérêt s’est porté vers 1936 sur la propagation des ondes électromagnétiques dans les guides, L. Brillouin [25] avait trouvé une explication physique intuitive des différents modes de propagation du guide rectangulaire en considérant les réflexions successives d’une onde plane entre deux plans conducteurs. Nous pouvons utiliser ici une méthode inverse qui, à partir du guide fictif considéré et des modes ä,, par exemple, nous permet de retrouver dans les diagrammes de rayonnement d’une plaque, les franges d’interférences que l’on obtient par un raisonnement direct.

Soient deux ondes planes se propageant dans les

directions Oz, et OZ, (fig. 17) également inclinées d’un angle 0 sur l’écran et dont la polarisation est perpendiculaire au plan æOZ.

Limitons la portion de l'écran intéressé au segment DE. Ces deux ondes interfèrent dans le

triangle DEF. Leurs composantes sont suivant Oxyz, À étant une constante.

Onde 1:

H,= A eik{ x sin Ü + = cos 0) = sn) ), H.—= A eiklrsn0 secs Ü) ( cos 0).

En = { eif( æ sin 0 +: ces) V# Onde 2

H;= À eiki æsin0+ 2 cs 0) (— sin0), = À eik{ æsin0+z=es{) (== cos 0 },

E, = A eikl=æsin 0+zecs0) (2

u2 Er

En additionnant on obtient les composantes de l'onde d’interférence

y = — 4 A cos(Æx sin D) eikzcos0 sin 0, Vel — 1 A t sin ( x SE 0) eikz cos (f cos ,

TN | — cos(Ææ sin 0) eikzcos0 3 L V £ Ÿ ) 2 À 2 en prenant Sin 0 ,49n voit que les formules

précédentes ne sont autres que les formules IL des modes magnétiques au cas n = 1, @ —= 0:

En. effet

k sin 0 — 7.

cos 7; avec

Fig. r8.

Les ondes r et 2 ont une réalité physique. En effet, considérons des sources isolées espacées régulièrement d’une longueur a suivant Ox (fig. 18). Un raisonnement classique dans la théorie des interférences montre qu’il existe une frange à l'infini si À <2a L 2} dans les directions 9 et r—06 avec