Page 225 - 物质的绝对运动——相对论和量子力学的物理起源

B L 12  B  B L 2  B cos   kxt  B cos   kxt   
0
0
1
L
 B cos  t  kx  B 0 cos  t  kx 
0
 0 （11.18）
叠加后场强 E、B 为零。同样，沿 x 轴负方向传播的相消干涉弦所包含的电磁波-L1 和-L2 也
是反相共轭对称的，可用下列波函数来描写

E  L1  E cos  t  kx  （11.19）
0
B  L1  B cos  t  kx  （11.20）
0

E L2  E cos   kxt    （11.21）
0

B L2  B cos   kxt    （11.22）
0

两列电磁波反相共轭对称，叠加后场强 E、B 为零
E L 12  E L 1  E L 2  0 （11.23）

B L 12  B L 1  B L 2  0 （11.24）

显而易见，四列电磁波（L1、L2、-L1、-L2）叠加，场强 E、B 为零

E L 12  E L 12  E L 12  0 （11.25）

B L 12  B L 12  B L 12  0 （11.26）

E±L12 表示相消干涉弦 L12 和-L12 叠加后的电场强度，B±L12 表示相消干涉弦 L12 和-L12 叠加后的
磁场强度。
也可以用电磁势（φ，A）来描写相消干涉弦及其电磁波。每一列电磁波的矢势 A 和标
势φ应满足达朗贝尔方程
2
1  A
2
 A   0 （11.27）
c 2 t 2
2
1  
    0 （11.28）
2
c 2 t 2
方程的解为
A  A 0 e  i k x    t （11.29）

   0 e  i k x    t （11.30）

这是方程的通解，要对 A 和φ加上洛伦兹条件才得到实际电磁波的可能解。由洛伦兹规范
1 
  A   0 （11.31）
c t
可得

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