Но теперь вместо того, чтобы втискивать все маг­нитное поле в узкий промежуток между щелями, представим себе такое магнитное поле, которое раскинулось позади щелей широкой полосой (фиг. 15.8). Возьмем идеализированный слу­чай, когда в узкой полосе шириной w, много меньшей L, маг­нитное поле однородно. (Это легко устроить, надо только по­дальше отнести поглотитель.) Чтобы подсчитать сдвиг по фазе, мы должны взять два интеграла от А вдоль двух траекторий (1) и (2).

Фиг. 15.8. Сдвиг интерференционной картины из-за наличия полоски магнитного поля.

Как мы видели, они различаются просто на поток В между этими путями. В нашем приближении поток равен Bwd. Раз­ность фаз для двух путей поэтому равна

(15.37)

Мы замечаем, что в принятом приближении сдвиг фаз не зави­сит от угла. Так что опять-таки эффект сводится к сдвигу всей картины вверх на величину Dх. Из формулы (15.28)

Подставляя d-d (В = 0) из (15.37), получаем

(15.38)

Такой сдвиг равноценен тому, что все траектории отклоняются на небольшой угол а (см. фиг. 15.8), равный

(15.39)

По классическим воззрениям мы тоже должны были ожи­дать, что узкая полоска магнитного поля отклонит все траекто­рии на какой-то маленький угол, скажем a' (фиг. 15.9,а). Когда электроны проходят через магнитное поле, они подвергаются действию поперечной силы qvXВ в течение времени wlv. Изменение их поперечного импульса просто равно ему самому, так что

(15.40)

Фиг. 15.9. Отклонение частицы из-за прохождения ее через маг­нитное поле.