2) magnetomotive
[英][mæg,ni:tə'məutiv] [美][mæg,nitə'motɪv]
磁动势的
3) magnetic potential difference along a closed path
沿闭路的磁势差
4) quadrature-axis component of magnetomotive force
磁势的交轴分量
5) direct-axis component of magnetomotive force
磁势的直轴分量
6) Magnetic potential
磁势
1.
Analysis on the magnetic potential of stator winding in AC motor
交流电机定子绕组磁势的分析
2.
Using the magnetic potential,Faraday Law of Electromagnetic Induction is expanded,represented and analyzed in the conditions of classical physics.
在经典物理的条件下展开并用磁势表达和分析了法拉第电磁感应定律；获得了涡电场的普遍算式；证明了在电磁感应中，电流源的运动与导体回路的运动满足相对运动的条件。
3.
It is pointed out that the electromagnetic theory in microscopic field for the magnetic potential A has to be introduced as a basic physical quantity.
指明在微观领域的电磁理论中,磁势(?)必须作为基本的物理量来引入。
补充资料：磁标势
为简化磁场的计算，在一定条件下，引入的一个辅助物理量。
如果稳恒磁场的某个局部区域V中没有传导电流,且其中任何封闭曲线L都不能包围传导电流,以H表示区域内各点的磁场强度，ds表示面积元，即有 (1)
类似于静电场中引入电位的方法，可引入磁标势嗞m，H＝－墷嗞m。 (2)
取V中某点Po作为基准点,定义任一点P的磁标势嗞m(P)如下 (3)
式(2)中嗞m(Po)为任一常数，H的单位是安/米，嗞m的单位是安。
稳恒电流大都是在细长导线的回路中流动的。磁场则大都在没有传导电流的空间中。为了使 V中的任一封闭曲线满足式(1),可限定以电流回路为边缘的任意形状的一个曲面为不可穿越的壁障。图1、图2分别示出了长直电流和圆形电流所假想的壁障。其中长直电流的壁障是包含电流且向左延伸的无穷大平面,图1中的1与2是壁障二侧无限靠近的二点。应用安培环路定理求H的环量时,如取途径1M231不包围电流,可使式(1)满足。当取由1经M至2的途径对H积分时， 值等于长直电流的电流强度I。由式(3)得 (4)
由此得到一个普适的结论:壁障是磁标势有I突变的突变面。
容易计算出长直电流的磁标势分布。若取点1为零势，则
。
其标势只是θ的函数。θ相同的各点标势相同，构成等磁势面，且磁力张（H线）与其处处正交，如图3所示。任何磁力线总与等磁势面正交，这可由式(3)直接得出。
对于线电流回路的磁场利用磁标势法来计算是方便的。可以证明任意载流回路在空间任一点 P的磁标势为 (5)
式中I是回路中的电流,Ω是回路在P点所张的立体角,从P点看电流逆时针方向时,立体角为正。如果计算出立体角Ω，再根据式(2)即得H。
在讨论磁介质磁化或铁磁体的磁场时，因所讨论磁场范围内没有传导电流，故可用磁标势法来处理。
由磁场的高斯定理和H的定义可得H的高斯定理 (6)
其中 (7)
与静电场的高斯定理相似。这样,磁场强度H与电场强度E具有形式相同的规律，且H与E,嗞m与嗞，μo与εo,μoM与P有对应关系。据此可直接由静电势方程写出对应的磁标势方程 (8)
其中 (9)
两种磁介质分界面上满足的边界条件为 (10)
(11)
对铁磁体的磁场，若已知M，则问题归结为在给定边界条件下求解磁标势的泊松方程。对于分区均匀的各向同性线性媒质，问题归结为在给定边界条件下解磁标势的拉普拉斯方程。
如果稳恒磁场的某个局部区域V中没有传导电流,且其中任何封闭曲线L都不能包围传导电流,以H表示区域内各点的磁场强度，ds表示面积元，即有 (1)
类似于静电场中引入电位的方法，可引入磁标势嗞m，H＝－墷嗞m。 (2)
取V中某点Po作为基准点,定义任一点P的磁标势嗞m(P)如下 (3)
式(2)中嗞m(Po)为任一常数，H的单位是安/米，嗞m的单位是安。
稳恒电流大都是在细长导线的回路中流动的。磁场则大都在没有传导电流的空间中。为了使 V中的任一封闭曲线满足式(1),可限定以电流回路为边缘的任意形状的一个曲面为不可穿越的壁障。图1、图2分别示出了长直电流和圆形电流所假想的壁障。其中长直电流的壁障是包含电流且向左延伸的无穷大平面,图1中的1与2是壁障二侧无限靠近的二点。应用安培环路定理求H的环量时,如取途径1M231不包围电流,可使式(1)满足。当取由1经M至2的途径对H积分时， 值等于长直电流的电流强度I。由式(3)得 (4)
由此得到一个普适的结论:壁障是磁标势有I突变的突变面。
容易计算出长直电流的磁标势分布。若取点1为零势，则
。
其标势只是θ的函数。θ相同的各点标势相同，构成等磁势面，且磁力张（H线）与其处处正交，如图3所示。任何磁力线总与等磁势面正交，这可由式(3)直接得出。
对于线电流回路的磁场利用磁标势法来计算是方便的。可以证明任意载流回路在空间任一点 P的磁标势为 (5)
式中I是回路中的电流,Ω是回路在P点所张的立体角,从P点看电流逆时针方向时,立体角为正。如果计算出立体角Ω，再根据式(2)即得H。
在讨论磁介质磁化或铁磁体的磁场时，因所讨论磁场范围内没有传导电流，故可用磁标势法来处理。
由磁场的高斯定理和H的定义可得H的高斯定理 (6)
其中 (7)
与静电场的高斯定理相似。这样,磁场强度H与电场强度E具有形式相同的规律，且H与E,嗞m与嗞，μo与εo,μoM与P有对应关系。据此可直接由静电势方程写出对应的磁标势方程 (8)
其中 (9)
两种磁介质分界面上满足的边界条件为 (10)
(11)
对铁磁体的磁场，若已知M，则问题归结为在给定边界条件下求解磁标势的泊松方程。对于分区均匀的各向同性线性媒质，问题归结为在给定边界条件下解磁标势的拉普拉斯方程。
说明：补充资料仅用于学习参考，请勿用于其它任何用途。
参考词条