磁寄存器，理论

电磁学磁寄存器

自由空间的磁静磁带

磁静态是描述静磁场的电磁学的子场，例如由稳定电流或永磁体产生的静电。从自由空间开始，磁静磁带的方程是高斯的磁法：

^（1）

和Maxwell-Ampère的法律（静态版）：

^（2）

在哪里是磁通密度，是目前的密度，和是真空的渗透性。

请注意，Gauss的磁性版本意味着没有磁性费用。该法律的进一步后果是磁通密度是螺线管，或不均匀的分歧。这意味着该字段可以写作另一个向量字段的卷曲，如下所示：

^（3）

那里的领域被称为磁性矢量电位。

电位允许更有效的静电方程式的表达方式和稳定的电流。以类似的方式，磁性矢量电位允许制定磁静物的方程的更有效的方式，如下面进一步所示。

Helmholtz的定理表明矢量字段由其卷曲和分歧定义（最多常数）。磁性矢量电位的分歧的选择是不动的。几种选择之一是库仑仪：

^（4）

使用磁性矢量电位，可以将磁静磁带的方程组合成一个等式：

^（5）

矢量身份：

^（6）

与库仑仪表一起提供了另一种版本的自由空间中的磁静态方程：

^（7）

磁性材料中的磁静态

磁性材料的特征在于具有永久性或诱导的磁矩。因此，磁性材料内的磁通密度将与自由空间的磁通密度不同。

为了获得这种现象的宏观描述，引入磁化矢量场是方便的和磁场强度，。它们是相关的：

^（8）

在哪里是磁性渗透性。

这种关系类似于：

^（9）

在磁性情况下，在磁性情况下，将比例系数作为倒数发生，并且磁化区域具有负标志。

磁化矢量场可以看作产生等效的音量电流密度，，根据：

^（10）

自由空间中的磁静态方程可以广泛地包括如下所示的材料效应：

^（11）

然后磁场强度允许磁静电方程写入：

^（12）

在哪里是游离电流密度。

由于磁性矢量电位编码了磁通密度自由分歧的事实，因此磁静电的方程可以组合成单个方程

^（13）

线性磁性材料

对于线性磁性材料，磁化与磁场强度成比例：

在哪里是磁性敏感性。

与磁通密度的关系是：

其中介绍了两种新的有用量：相对渗透性，和绝对渗透率，。

基于此，线性各向同性材料中磁静磁体的基本方程是：

在各向异性材料的情况下，相对磁性敏感性和渗透性可以是三倍的张量。在渗透性的情况下：

^（14）

由于渗透性的互殖关系，各向异性案例的磁静物学方程是：

^（15）

在哪里是渗透性张量的倒数，。

材料界面磁静态方程和边界条件

磁静磁带中最重要的方程式总结在下表中：

公式名称	差异形式	整体形式	边界条件
高斯的磁法
Maxwell-Ampère的法律（磁寄存器）

在哪里是通过封闭轮廓c的电流是表面电流密度。

法拉第法律在稳定电流理论中的含义与静电学相同。电流保护方程的含义可以如下汇编。

公式名称	差异形式	整体形式	边界条件
高斯的磁法	没有磁性费用。	磁通量是保守的。磁通线总是靠近自己。	磁通密度的正常组分是连续的。
Maxwell-Ampère的法律（磁寄存器）	点处的磁场的卷曲（无限循环）等于该点的电流密度。	磁场围绕闭合路径的循环等于流过由路径界定的表面的电流等于流动的电流。	材料界面处的表面电流等于磁场的切向分量中的跳跃。