Page 252 - 物质的绝对运动——相对论和量子力学的物理起源

E  E N L 1  E N L 2  E N L 1  E N L 2  0 （13.14）

B  B N L 1  B N L 2  B N L 1  B N L 2  0 （13.15）

A //  A N L 1 //  A N L 2 //  A N L 1 //  A N L 2 //  0 （13.16）

A//是矢势 A 的纵向分量。这些物质波包的能量与虚光子的加载波包（或破缺波包）的能量
相等，即
E  E N L 1  E N L 2  E N  L 1  E N  L 2 （13.17）
n

En 为虚光子的加载波包（或破缺波包）的能量。在阳性虚光子的破缺波包所在位置的截面
图上，只有 NL1、N-L1 和 N-L2 等 3 个物质波包，缺失的物质波包为 NL2 （即右旋阳性物质波包），
与 NL2 共轭对称的 NL1（即左旋阴性物质波包）由此成为可观察的显性物质波包亦即虚光子
的破缺波包。在破缺波包所在位置，可以有下列可观察的物理量
E  E  E  E  E  E （13.18）
N L1 N L 1 N L 2 N L1 i

B  B  B  B  B  B （13.19）
N L1 N L 1 N L 2 N L1 i

A  A N L 1 //  A N L 1 //  A N L 2 //  A  2A n //   A n // （13.20）
//
n
//
Ei 和 Bi 分别代表虚光子的电场强度和磁场强度，An//代表破缺波包或加载波包的矢势 A 的纵
向分量，并有
A  A  A A  A   A
N L 1 // N L 2 // n // , N L 1 // N L 2 // n //
由此可见，在破缺波包所在位置，±L12 的反向对冲对称性是破缺的。在阳性虚光子的加载波
包所在位置的截面图上，共有 N+1、NL1、NL2、N-L1 和 N-L2 等 5 个物质波包，N+1 代表加载波
包，此处的可观察量有
E  E  E  E  E  E  E  E （13.21）
N 1 N L1 N L 2 N L 1 N L 2 N 1 i
B  B  B  B  B  B  B  B （13.22）
N 1 N L1 N L 2 N L 1 N L 2 N 1 i
A  A N 1  //  A N L 1 //  A N L 2 //  A N L 1 //  A N L 2 //  A N 1  //  A n // （13.23）
//

因此，在图 13-3b 中，在阳性虚光子的加载波包所在位置，可观测到电场 E=Ei，磁场 B=Bi，
矢势 A//=An// ，而在阳性虚光子的破缺波包所在位置，可观测到电场 E=Ei，磁场 B=Bi，矢
势 A//=-An//。同理，如果设 L12 的传播方向为正，-L12 的传播方向为负，那么在图 13-3b 的阴
性虚光子的加载波包所在位置，电场 E=Ei，磁场 B=Bi，矢势 A//=-An//，而在阴性虚光子的
破缺波包所在位置，电场 E=Ei，磁场 B=Bi，矢势 A//=An//。
虚光子导致的真空对称性破缺还可以用驻波来描述。如图 13-4a 所示，左旋物质波包序
列 L1 和反向左旋物质波包序列-L1 叠加可形成零自旋驻波，右旋物质波包序列 L2 和反向右
旋物质波包序列-L2 叠加也可形成零自旋驻波，可以把前者命名为 0 自旋驻波Ⅰ，把后者命
名为 0 自旋驻波Ⅱ。而 L1 与-L2 叠加可形成自旋为 1 的驻波，L2 与-L1 叠加可形成自旋为-1
的驻波。0 自旋驻波Ⅰ和Ⅱ的相位差为π，相互叠加产生完全相消干涉；1 自旋驻波和-1 自
旋驻波的相位差为π，相互叠加也产生完全相消干涉。虚光子的产生将破坏这些驻波的对称

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