Page 226 - 物质的绝对运动——相对论和量子力学的物理起源

c 2
  k  A （11.32）


由（11.5）和（11.6）式可得
B    A  i k  A （11.33）

 A  c 2 

E      i  k i  A   k i  k  A  i  A


t    
c 2 c 2
 i k  k  A   k  B （11.34）
 

由此可见，电磁波可由矢势 A 完全确定，而且只依赖于矢势 A 的横向分量，矢势 A 的纵向
分量不影响 E 和 B。上面两式可写成
B  i k  A  i k  A  A // 


 ki  A  （11.35）

c 2 c 2
E  i  k  k  A   i k  k  A  A 
   //

c 2 c 2
 i k  k  A   k  B （11.36）
  

下标“⊥”表示横向分量，下标“//”表示纵向分量。因 E 在 E0～-E0 之间波动，B 在 B0～
-B0 之间波动，故 A ⊥应在 A ⊥0～-A ⊥0 之间波动。根据（11.11）和（11.12）式，应有
A L 1 0  A L 2 0  A L 1 0  A L 2 0  A  0 （11.37）

四列电磁波的矢势 A 的横向分量 A ⊥的最大振幅相等。反相共轭对称叠加时，可产生完全相
消干涉，场强（E，B）相互抵消为零，意味着矢势 A 的横向分量 A ⊥相互抵消为零，即
A L 12  A L 1  A L 2  0 （11.38）

A L 12  A L 1  A L 2  0 （11.39）

（11.38）式与（11.17）式相对应，（11.39）式与（11.18）式相对应。矢势 A 的纵向分量 A//
指向电磁波的传播方向，共轭对称叠加时，纵向分量相加。四列能量相等的电磁波的 A//的
绝对值相等
A L 1 //  A L 2 //  A  L 1 //  A  L 2 //  A // （11.40）

故有

A L 12 //  A L 1 //  A L 2 //  2A // （11.41）

A L 12 //  A L 1 //  A L 2 //   2A // （11.42）

AL12//表示相消干涉弦 L12 的矢势 A 的纵向分量（指向 x 轴正方向），A-L12//表示相消干涉弦-L12

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