安培环路定律

  此条目页的主题是载流导线与其产生的磁场之间的关系。关于描述两条载流导线相互作用的力的定律，请见“安培力定律”。

本条目中，矢量与标量分别用粗体与斜体显示。例如，位置矢量通常用 $\mathbf {r} \,\!$ 表示；而其大小则用 $r\,\!$ 来表示。

安德烈-马里·安培。

安培环路定律（英语：Ampère's circuital law）常直接简称为“安培定律”，是由安德烈-马里·安培于1826年提出的一条静磁学基本定律。

安培环路定律表明了：在真空中载流导线所载有的稳恒电流，与磁感应强度沿着环绕导线的任意闭合回路（环路，closed loop）的路径积分（环场积），两者之间的关系为

$\oint _{\mathbb {C} }\mathbf {B} \cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}=\mu _{0}I_{\text{enc}}$；

其中，$\mathbb {C}$是环绕着导线的闭合回路，$\mathbf {B}$是磁感应强度（又称为B场），$\mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}$是微小线元素矢量，$\mu _{0}$是磁常数，$I_{\text{enc}}$是闭合回路$\mathbb {C}$所围住的电流。

亦即，在真空中的稳恒电流会产生稳恒磁场，而磁感应强度B沿任意环绕载流导线的闭合路径的线积分值（环场积），等于该选取的环路（安培环路）所包围的总电流值（各个电流的代数和）乘以真空磁导率。

1861年，詹姆斯·麦克斯韦又将这方程重新推导一遍，使得符合电动力学条件，并且发表结果于论文《论物理力线》内。麦克斯韦认为，含时电场会生成磁场，假若电场含时间，则前述安培定律方程不成立，必须加以修正。经过修正后，新的方程称为麦克斯韦-安培方程，是麦克斯韦方程组中的一个方程，以积分形式表示为

$\oint _{\mathbb {C} }\mathbf {B} \cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}=\mu _{0}\int _{\mathbb {S} }\left(\mathbf {J} +{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}\right)\cdot \mathrm {d} \mathbf {a}$；

其中，$\mathbb {S}$是边缘为$\mathbb {C}$的任意曲面，$\mathbf {J}$是穿过曲面$\mathbb {S}$的电流的电流密度，$\mathbf {D}$是电位移，$\mathrm {d} \mathbf {a}$是微小面元素矢量。

右手定则

载流循环所产生的磁场方向可以使用右手定则来判断。其方法为将拇指外的四根手指向手掌弯的方向视为磁场方向，则拇指所指的方向即为电流的方向。

安培右手定则：将右手的大拇指指向电流$I$方向，再将四根手指握紧电线，则弯曲的方向决定磁场$\mathbf {B}$的方向

右手定则也可以用来辨明一条电线四周磁场的方向。对于这用法，右手定则称为“安培右手定则”，或“安培定则”。如右图，安培右手定则表明，假若将右手的大拇指朝着电线的电流方向指去，再将四根手指握紧电线，则四根手指弯曲的方向为磁场的方向。

原版安培环路定律

一条载流导线所载有的电流会产生磁场。

安培环路定律的历史原版形式，连结了磁场与源电流。这定律可以写成两种形式，积分形式和微分形式。根据开尔文－斯托克斯定理（即ℝ³上的斯托克斯公式），对于任意矢量$\mathbf {F}$，

$\int _{\mathbb {S} }\nabla \times \mathbf {F} \cdot \mathrm {d} \mathbf {a} =\oint _{\mathbb {C} }\mathbf {F} \cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}$。

所以，这两种形式是等价的。

积分形式

电流$I$在一个曲面$\mathbb {S}$上的通量，等于磁场$\mathbf {B}$沿着$\mathbb {S}$的边缘闭合回路$\mathbb {C}$的路径积分。采用国际单位制（后面会讲述CGS单位制版本），原版安培环路定律的积分形式可以写为：

$\oint _{\mathbb {C} }\mathbf {B} \cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}=\mu _{0}I$。

请注意到这方程有些模糊之处，需要特别澄清：

• 第一，边界曲线$\mathbb {C}$的正向与曲面$\mathbb {S}$的侧符合右手规则。

• 第二，（固定$\mathbb {C}$，）定理之成立与以$\mathbb {C}$为边界的$\mathbb {S}$的选择无关。

安培环路定律可由毕奥-萨伐尔定律和磁场的叠加性证明（请参阅毕奥-萨伐尔定律）。在静磁学中，安培环路定律的角色与高斯定律在静电学的角色类似。当系统组态具有适当的对称性时，我们可以利用这对称性，使用安培环路定律来便利地计算磁场。例如，当计算一条直线的载流导线或一个无限长螺线管的磁场时，可以采用圆柱坐标系来匹配系统的圆柱对称性。

微分形式

根据开尔文－斯托克斯定理，这方程也可以写为微分形式。只有当电场不含时间的时候，也就是说，当电场对于时间的偏微分等于零的时候，这方程才成立。采用国际单位制，这方程表示为

$\nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J}$。

磁场$\mathbf {B}$的旋度等于（产生该磁场的）传导电流密度$\mathbf {J}$。

电流分类

电流可以细分为自由电流和束缚电流，而束缚电流又可分类为磁化电流和电极化电流。以方程表示，总电流密度$\mathbf {J}$是

$\mathbf {J} =\mathbf {J_{f}+J_{M}+J_{P}}$；

其中，$\mathbf {J} _{f}$是自由电流密度或传导电流密度，$\mathbf {J} _{M}$是磁化电流密度，$\mathbf {J} _{P}$是电极化电流密度。

从微观而言，所有的电流基本上是一样的。但是，由于实用原因，物理学家会将电流分类为自由电流和束缚电流，对于每一类电流有不同的处理方式。例如，束缚电流通常发生于原子尺寸。物理学家或许想要使用较简单但适用于较大尺寸状况的理论。因此，较微观的安培定律，以B场$\mathbf {B}$和微观电流（包括自由电流和束缚电流）来表达的定律，有时候会被替代为等价的形式，以附属磁场（又称为H场）$\mathbf {H}$和自由电流来表达的形式。后面证明段落，会有详细的关于自由电流和束缚电流的定义，与两种表述等价的证明。

自由电流

通常在教科书内所提及的单独的“电流”二字，都是指的自由电流，即自由载流子（电子及阴阳离子）的定向移动。例如，通过一条导线或一个电池的电流。自由电流与后面提到的束缚电流明显不同，后者出现于可以被磁化或电极化的宏观物质里（每一种物质都会或多或少地被电极化或磁化）。

磁化电流

当一个物质被磁化的时候（例如，将此物质置入外磁场），电子仍旧会束缚于它们所属的原子。但是，它们的物理行为会有所改变（会与感受到的磁场耦合），产生微观电流。将这些电流总合在一起，会有如同宏观电流一般的效应，环绕于磁化物体内部或表面。称这电流为磁化电流，是束缚电流的一部分。称磁化电流的密度为“体磁化电流密度”$\mathbf {J} _{M}$，用方程定义为

$\mathbf {J} _{M}\ {\stackrel {def}{=}}\ \nabla \times \mathbf {M}$；

其中，$\mathbf {M}$是磁化强度（单位体积的磁偶极矩）。

电极化电流

束缚电流的另外一种来源是电极化电流。感受到电场的作用，可电极化物质内的正束缚电荷和负束缚电荷会以原子距离相互分离。假设电场随着时间而变化，束缚电荷也会随着时间而移动，因而产生“电极化电流”，称其密度为“电极化电流密度”$\mathbf {J} _{P}$，用方程定义为

$\mathbf {J} _{P}\ {\stackrel {def}{=}}\ {\frac {\partial \mathbf {P} }{\partial t}}$；

其中，$\mathbf {P}$是电极化强度。

注意到电极化强度的定义式

$\nabla \cdot \mathbf {P} \ {\stackrel {def}{=}}\ -\rho _{b}$；

其中，$\rho _{b}$是“体束缚电荷密度”。

取电极化电流密度的散度：

$\nabla \cdot \mathbf {J} _{P}={\frac {\partial }{\partial t}}(\nabla \cdot \mathbf {P} )$。

所以，电极化电流密度与体束缚电荷密度的关系为

$\nabla \cdot \mathbf {J} _{P}=-{\frac {\partial \rho _{b}}{\partial t}}$。

原版安培环路定律的不足处

原版安培环路定律只适用于静磁学。在电动力学里，当物理量含时间，有些细节必须仔细检查。思考安培方程，

$\nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J}$；

其中，$\mathbf {B}$是B场，$\mu _{0}$是磁常数，$\mathbf {J}$是总电流。

取散度于这方程，则会得到

$\nabla \cdot (\nabla \times \mathbf {B} )=\mu _{0}\nabla \cdot \mathbf {J}$。

应用一个矢量恒等式，旋度的散度必定等于零。所以，

$\nabla \cdot (\nabla \times \mathbf {B} )=0$。

这意味着电流密度的散度等于零：

$\nabla \cdot \mathbf {J} =0$。

在静磁学内，这是正确的。但是，出了静磁学范围，当电流不稳定的时候，这就不一定正确了。

一个正在充电的电容器，左边的圆形金属板，被一个假想的封闭圆柱表面$\mathbb {S}$包围。这圆柱表面的右边表面$\mathbb {R}$处于电容器的两块圆形金属板之间，左边表面$\mathbb {L}$处于最左边。没有任何传导电流通过表面$\mathbb {R}$，而有电流$I$通过表面$\mathbb {L}$。

举个经典例子，如图右，一个正在充电的电容器，其两片金属板会随着时间分别累积异性电荷。设定表面$\mathbb {L}$的边缘为闭合回路$\mathbb {C}$。应用安培定律，

$\oint _{\mathbb {C} }\mathbf {B} \cdot d{\boldsymbol {\ell }}=\mu _{0}I_{\text{enc}}$。

在这里，$I_{\text{enc}}$是通过任意曲面的电流，只要这曲面符合一个条件：边缘为闭合回路$\mathbb {C}$。所以，这任意曲面可以是表面$\mathbb {L}$，而$I_{\text{enc}}$是$I$；或者这任意曲面可以是封闭圆柱表面减去左边表面$\mathbb {S} -\mathbb {L}$，而由于通过这任意曲面的电流是$0$，$I_{\text{enc}}$是$0$。选择不同的曲面会得到不同的答案，这在物理学里，是绝对不允许发生的事。

为了解决上述难题，安培环路定律必须加以修改延伸。应用流体力学的方法，麦克斯韦摹想磁场为电介质涡旋（vortex）大海，而位移电流即为大海内的电极化电流。在他于1861年发表的论文《论物理力线》里面，麦克斯韦将位移电流项目加入了安培定律。

位移电流

主条目：位移电流

在自由空间内，位移电流跟电场随着时间的变化率有关；而在电介质内，上述贡献仍旧存在，但另外一个重要贡献则与电介质的电极化有关。虽然电荷不能自由地运动于电介质，感受到外电场的作用，分子的束缚电荷可以做微小的运动。因此，正值和负值的束缚电荷会产生小距离的分离，造成电极化的增加，这可以用变量电极化强度$P$来表达。电极化强度随着时间的变化所产生的效应就是电极化电流。

位移电流密度$\mathbf {J} _{D}$定义为

$\mathbf {J} _{D}\ {\stackrel {def}{=}}\ {\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}$；

其中，$\mathbf {D}$是电位移，定义为

$\mathbf {D} \ {\stackrel {def}{=}}\ \varepsilon _{0}\mathbf {E} +\mathbf {P}$；

其中，$\varepsilon _{0}$是电常数，$\mathbf {P}$是电极化强度。

所以，位移电流密度分为两个部分：

$\mathbf {J} _{D}=\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {\partial \mathbf {P} }{\partial t}}$。

这方程右手边的第一个项目是麦克斯韦修正项目，在任何地方都可存在，甚至在真空也可以存在。麦克斯韦修正项目并不涉及任何真实的电荷运动，但是，它描述一个含时电场的物理行为，就好像是真实的电流。第二个项目是电极化电流密度，与电介质内单独分子的极化性有关。

原本定律的延伸：麦克斯韦-安培方程

将麦克斯韦修正项目加入安培方程：

$\nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}$  ;

或者，使用H场$\mathbf {H}$和位移电流$\mathbf {D}$来表达，

$\nabla \times \mathbf {H} =\mathbf {J} _{f}+{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}$。

这就是麦克斯韦-安培方程，可以补救原本安培环路定律的限制。

假若使用B场$\mathbf {B}$的麦克斯韦-安培方程，由于习惯，时常会称$\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}$项目为位移电流密度。由于增添了位移电流，麦克斯韦能够推论（正确地）光波是一种电磁波（请参阅电磁波条目）。

等价证明

麦克斯韦-安培方程的等价证明

这里证明方程 $\mathbf {\nabla } \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}$。 等价于方程 $\nabla \times \mathbf {H} =\mathbf {J} _{f}+{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}$， 注意到只处理微分形式，而不处理积分形式。但这已足够了。因为，根据开尔文-斯托克斯定理，微分形式等价于积分形式。 回想电位移的定义式为 $\mathbf {D} \ {\stackrel {def}{=}}\ \epsilon _{0}\mathbf {E} +\mathbf {P}$。 还有，$\mathbf {H}$的定义式为 $\mathbf {H} \ {\stackrel {def}{=}}\ {\frac {1}{\mu _{0}}}\mathbf {B} -\mathbf {M}$。 将这两个定义式代入H场$\mathbf {H}$的麦克斯韦-安培方程， $\nabla \times \left({\frac {1}{\mu _{0}}}\mathbf {B} -\mathbf {M} \right)=\mathbf {J} _{f}+\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {\partial \mathbf {P} }{\partial t}}$。 经过一番运算，可以得到 $\nabla \times \left({\frac {1}{\mu _{0}}}\mathbf {B} \right)=\mathbf {J} _{f}+\nabla \times \mathbf {M} +{\frac {\partial \mathbf {P} }{\partial t}}+\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}=\mathbf {J} _{f}+\mathbf {J} _{M}+\mathbf {J} _{P}+\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}$。 稍加整理，即可得到磁场$\mathbf {B}$的麦克斯韦-安培方程 $\mathbf {\nabla } \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}$。

CGS单位制的安培方程

采用CGS单位制，安培方程的积分形式，包括麦克斯韦修正项目，可以写为

$\oint _{\mathbb {C} }\mathbf {B} \cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}={\frac {1}{c}}\int _{S}\left(4\pi \mathbf {J} +{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\right)\cdot \mathrm {d} \mathbf {a}$；

其中，$c$是光速。

其微分形式可以写为

$\mathbf {\nabla } \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c}}\left(4\pi \mathbf {J} +{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\right)$。

参见

• 电荷守恒定律

外部链接

• Morgan, Kirby. 安培定律 (PDF). Project PHYSNET. [2009-08-08]. （原始内容 (PDF)存档于2006-02-21）. 
• Smith, Walter Fox. 安培定律之歌 (PDF). PhysicsSongs.org. [2009-08-08]. （原始内容存档 (PDF)于2010-10-11）.