地磁赤道处的两倍

在电磁学里，有两种偶极子（dipole）：偶极子的性质可以用它的偶极矩描述。电偶极矩（ p {displaystyle mathbf {p} } ）由负电荷指向正电荷，大小等于正电荷量乘以正负电荷之间的距离。磁偶极矩（ m {displaystyle mathbf {m} } ）的方向，根据右手法则，是大拇指从载流回路的平面指出的方向，而其它手指则指向电流运行方向，磁偶极矩的大小等于电流乘以线圈面积。除了载流回路以外，电子和许多基本粒子都拥有磁偶极矩。它们都会产生磁场，与一个非常小的载流回路产生的磁场完全相同。但是，现时大多数的科学观点认为这个磁偶极矩是电子的自然性质，而非由载流回路生成。永久磁铁的磁偶极矩来自于电子内禀的磁偶极矩。长条形的永久磁铁称为条形磁铁，其两端称为指北极和指南极，其磁偶极矩的方向是由指南极朝向指北极。这常规与地球的磁偶极矩恰巧相反：地球的磁偶极矩的方向是从地球的地磁北极指向地磁南极。地磁北极位于北极附近，实际上是指南极，会吸引磁铁的指北极；而地磁南极位于南极附近，实际上是指北极，会吸引磁铁的指南极。罗盘磁针的指北极会指向地磁北极；条形磁铁可以当作罗盘使用，条形磁铁的指北极会指向地磁北极。根据当前的观察结果，磁偶极子产生的机制只有两种，载流回路和量子力学自旋。科学家从未在实验里找到任何磁单极子存在的证据。一个物理电偶极子是由两个等电量的异性点电荷构成的。在距离远超于两个点电荷相隔距离之处，物理电偶极子所产生的电场，可以近似为其电偶极矩所产生的电场。令物理电偶极子的两个点电荷相隔距离趋向于 0 ，同时保持其电偶极矩不变，则极限就是点电偶极子，又称为纯电偶极子。物理电偶极子产生的电场的多极展开式中，一次项目就是点电偶极子产生的电场。物理电偶极子的电偶极矩 p {displaystyle mathbf {p} } 是其中， q {displaystyle q} 是每个电荷的带电量绝对值， d {displaystyle mathbf {d} } 是从负电荷到正电荷的位移矢量。到现今为止，虽然还没有找到任何磁单极子存在的证据，科学家可以在电子和许多基本粒子的物理行为中，找到以量子力学的自旋形式存在的磁偶极子。点磁偶极子所产生的磁场的形态与点电偶极子所产生的电场的形态完全相同。非常小的载流回路可以近似为点磁偶极子。物理磁偶极子 m {displaystyle mathbf {m} } 的磁偶极矩是其中， I {displaystyle I} 是运行于载流回路的电流， a {displaystyle mathbf {a} } 是载流回路的面积矢量。任何电荷或电流组态都具有偶极矩，其对应的偶极子所产生的矢量场，是那个组态在远距离的最好近似。偶极子项只是多极展开式中的一项。当单极矩等于 0 时（对磁案例而言，此情况永远成立，因为磁单极子不存在），在远距离 r {displaystyle r} 时，偶极子项（第二项）是最主要的项；其矢量场值衰减率为 1 / r 3 {displaystyle 1/r^{3}} ，作为比较，单极矩项的递减率为 1 / r 2 {displaystyle 1/r^{2}} ，第三项的衰减率为 1 / r 4 {displaystyle 1/r^{4}} ，第 n {displaystyle n} 项的递减率为 1 / r ( n + 1 ) {displaystyle 1/r^{(n+1)}} 。很多分子都拥有电偶极矩。这是因为正负电荷的不均匀分布。例如，拥有永久电偶极矩的分子称为极化分子。假若一个分子带有感应电偶极子，则称此分子被极化。彼得·德拜是最先研究分子的电偶极子的物理化学家。为了纪念他的贡献，电偶极矩的测量单位被命名为德拜。分子的电偶极子又分为以下三种（参阅分子间作用力）：常见的化学化合物在气态的电偶极矩，采用德拜单位：这些数值可从相对电容率的测量值计算求得。当分子因为对称性而使得浄电偶极矩被抵消，则设定电偶极矩为 0 。电偶极矩最大值在 10 到 11 这值域内。知道电偶极矩值，科学家可以推论分子的分子结构。例如，数据显示出，二氧化碳是一个线性分子；而臭氧则不是。假设电偶极子 p {displaystyle mathbf {p} } 的位置是原点 O {displaystyle mathbf {O} } ，则在任意位置 r {displaystyle mathbf {r} } ，此电偶极子产生的电势 Φ ( r ) {displaystyle Phi (mathbf {r} )} 是其中， ϵ 0 {displaystyle epsilon _{0}} 是真空电容率。这公式的右手边项目是任意静电势多极展开式的第二个项目。假若这任意静电势是由纯电偶极子产生，则这项目是多极展开式的唯一不消失项目。电偶极子 p {displaystyle mathbf {p} } 所产生的电场 E {displaystyle mathbf {E} } 为其中， θ {displaystyle theta } 是 r {displaystyle mathbf {r} } 和 p {displaystyle mathbf {p} } 之间的夹角。注意到这个方程并不完全正确，这是因为电偶极子的电势有一个奇点在它所处的位置（原点 O {displaystyle mathbf {O} } ）。更仔细地推导，可以得到电场为其中， δ 3 ( r ) {displaystyle delta ^{3}(mathbf {r} )} 是三维狄拉克δ函数从计算电偶极子所产生的电场的平均值，可以得到正确答案。设定以原点 O {displaystyle mathbf {O} } 为圆心，半径为 b {displaystyle b} 的球体 V {displaystyle mathbb {V} } 。电偶极子所产生于这球体的电场，其平均值为：注意到球坐标单位矢量与直角坐标单位矢量之间的关系：将这两个关系式代入前面积分式，可以得到注意到这积分式的x-分量与y-分量都等于零，只剩下z-分量：对于径向坐标 r {displaystyle r} 积分会得到但对于天顶角 θ {displaystyle theta } 积分则会得到由此可知，从这运算无法得到 ⟨ E ⟩ {displaystyle langle mathbf {E} rangle } 的正确值。这是因为电偶极子的电势有一个奇点在它所处的位置（原点 O {displaystyle mathbf {O} } ），电场的方程并不完全正确。必须特别小心地计算，才能得到正确答案。应用矢量恒等式 ∮ S ⁡ ψ   d S = ∫ V ∇ ψ   d V {displaystyle oint _{mathbb {S} }psi mathrm {d} mathbf {S} =int _{mathbb {V} }nabla psi mathrm {d} V} ，则作用于这球体 V {displaystyle mathbb {V} } 的电场，其平均值为：其中， S {displaystyle mathbb {S} } 是球体 V {displaystyle mathbb {V} } 的表面。将电势 ϕ {displaystyle phi } 的方程代入，注意到 d S = r ^   b 2 sin ⁡ θ   d θ d ϕ {displaystyle mathrm {d} mathbf {S} ={hat {mathbf {r} }} b^{2}sin theta mathrm {d} theta mathrm {d} phi } ，则可得到其中， ρ ( r ′ ) {displaystyle rho (mathbf {r} ')} 是在源位置 r ′ {displaystyle mathbf {r} '} 的电荷密度， V ′ {displaystyle mathbb {V} '} 是源积分体积，设定与 V {displaystyle mathbb {V} } 相同， r ^ {displaystyle {hat {mathbf {r} }}} 是场位置的单位矢量，从表面 S {displaystyle mathbb {S} } 垂直往外指出。场位置与源位置之间距离的倒数以球谐函数 Y ℓ m ( θ , ϕ ) {displaystyle Y_{ell m}(theta ,phi )} 作多极展开为其中， b r ^ {displaystyle b{hat {mathbf {r} }}} 与 r ′ {displaystyle mathbf {r} '} 的球坐标分别为 ( b , θ , ϕ ) {displaystyle (b,theta ,phi )} 与 ( r ′ , θ ′ , ϕ ′ ) {displaystyle (r',theta ',phi ')} 。单位矢量 r ^ {displaystyle {hat {mathbf {r} }}} 以球谐函数表示为应用球谐函数的正交归一性可以得到 ⟨ E ⟩ {displaystyle langle mathbf {E} rangle } 与这球体的电偶极子 p {displaystyle mathbf {p} } 之间的关系式：也就是说，为了满足这性质，必需对于电偶极子 p {displaystyle mathbf {p} } 所产生的电场 E {displaystyle mathbf {E} } ，在其方程内再添加一个项目：这样，在计算 ⟨ E ⟩ {displaystyle langle mathbf {E} rangle } 时，就能够得到明确无误的答案。假设磁偶极矩为 m {displaystyle mathbf {m} } 的磁偶极子，其位置是在原点，则在任意位置 r {displaystyle mathbf {r} } ，磁偶极子的矢势 A {displaystyle mathbf {A} } 是其中， μ 0 {displaystyle mu _{0}} 是磁常数。这磁偶极子所产生的磁场 B {displaystyle mathbf {B} } 为由于磁偶极子的矢势有一个奇点在它所处的位置（原点 O {displaystyle mathbf {O} } ），必须特别小心地计算，才能得到正确答案。更仔细地推导，可以得到磁场为任意磁场的多极展开式中，带头项目就是这公式右手边的第一个项目，偶极子项目。磁场没有单极子项目。在远距离，这公式近似任何类似磁偶极子的组态所产生的磁场。偶极磁场的狄拉克δ函数项目造成了原子能级分裂，因而形成了超精细结构（hyperfine structure）。在天文学里，氢原子的超精细结构给出了21公分谱线，在电磁辐射的无线电波范围，是除了3K背景辐射以外，宇宙弥漫最广阔的电磁辐射。从复合纪元（recombination）至再电离纪元（reionization）之间的天文学研究，只能依靠观测21公分谱线无线电波。将一磁偶极子放在均匀磁场，或将电偶极子放在均匀电场，偶极子的两端会分别各产生一个力，两个大小相等而方向相反的力产生力矩 τ {displaystyle {boldsymbol {tau }}} ：力矩倾向将偶极子的方向与矢量场的方向排向同一方向，偶极子的势能是在计算时，我们常假设偶极子两端之间的距离是无穷小，即点偶极子。在静电学和静磁学之外，很重要的物理领域是含时偶极子。当一个电偶极子在做谐振荡时，其电偶极矩可以表示为 p = p ′ ( r ) e − i ω t {displaystyle mathbf {p} =mathbf {p'(mathbf {r} )} e^{-iomega t}} ；其中， ω {displaystyle omega } 是角频率。在真空里，它产生的电场和磁场分别为在离开偶极子很远的位置（ r ω / c ≫ 1 {displaystyle romega /cgg 1} ），矢量场的形式近似一个辐射的球面波：经过时间平均，产生的总辐射功率 P {displaystyle P} 为功率的分布并不具有均向性，而是集中于垂直于电偶极矩的方向。试想一群粒子，数量为 N {displaystyle N} ，电荷量和位置分别为 q i {displaystyle q_{i}} 和 r i {displaystyle mathbf {r} _{i}} ， i = 1 , 2 , … , N {displaystyle i=1,,2,,dots ,,N} 。例如，这个群集可能是一个分子，由电荷量为 − e {displaystyle -e} 的电子，和电荷量为 e Z j {displaystyle eZ_{j}} 的原子核所构成；其中， Z j {displaystyle Z_{j}} 是第 j {displaystyle j} 个原子核的原子序。这个群集的电偶极子的量子算符 p {displaystyle {mathfrak {p}}} 是