stanford-oval/wikipedia huggingface dataset:
磁单极子
麦克斯韦方程组

麦克斯韦的电磁学方程组将电场、磁场及电荷的运动联系在了一起。标准的麦克斯韦方程中只描述了电荷，而假定不存在“磁荷”。除了这一点不同以外，麦克斯韦方程在电场和磁场的互换中具有对称性。事实上，如果假定所有的电荷都为零（因此电流也为零），則可以写出具有完全对称性的麦克斯韦方程，这实际上就是得出电磁波方程式的方法。
当然，还有另一种方法来写出具有完全对称性的麦克斯韦方程组，那就是允许与电荷相似的“磁荷”的存在。这样方程组中就会出现“磁荷密度”ρm这个变量，于是方程组中也就又会出现“磁流密度”jm这个变量。
但如果磁荷实际上不存在，或者它不在宇宙中任何地方出现，那么方程组中的这些新变量就都为0，那么延伸后的麦克斯韦方程组就自然退化为通常的电磁学方程组，∇⋅B = 0（这里∇⋅代表散度，而B是磁场）。
2013 年，塞爾吉奧·塞維里尼 (Sergio Severini) 和亞歷山德羅·塞蒂米 (Alessandro Settimi) 有興趣為麥克斯韋第二方程提供一個新的視角，該方程具有零散度，並且與磁感應場有關。為此，兩位作者考慮了由大質量、帶電和非相對論粒子組成的系統的某些物理方面，作為在自由空間中傳播的電磁場 (EM) 的來源。特別是，深入研究了總動量守恆與磁感應場零散度條件之間的聯繫。這篇科學文章提出了一個新的背景，其中整個空間中磁感應場的零散度特性的必要條件，稱為螺線管條件，直接來自系統總動量守恆，即源和場。總的來說，這項研究得出的結果對磁單極子的存在或至少可觀察性留下了一些懸而未決的問題，只有在適當的對稱假設下才在理論上合理。
静电荷和静磁荷所产生的场。以速度运动时，电荷激起场，而磁荷激起场。带荷粒子移动的方向即是电流和磁流的方向。
电偶极矩为的电偶极子的场。由两个磁单极子组成的磁偶极矩为的磁偶极所产生的场。存在于真实物质之中的自然的磁偶极矩为的磁偶极（不由磁单极子组成）所产生的场。
电荷（黑/白）和磁荷（红/蓝）所产生的E场和B场。
麦克斯韦方程组 > 在高斯CGS单位制中

采用CGS单位制，延伸后的麦克斯韦方程组为
| 方程名称 | 不考虑磁单极的存在性 | 考虑到磁单极的存在性（假设） |
| --- | --- | --- |
高斯定律::  \mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {E} =4\pi \rho _{e}
| 高斯磁定律: |  \mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {B} =0 |  \mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {B} =4\pi \rho _{m} |
| 法拉第电磁感应定律: |  \mathbf {\nabla } \times \mathbf {E} =-{\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}} |  \mathbf {\nabla } \times \mathbf {E} =-{\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}-{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{m} |
安培定律（带入麦克斯韦方程组）： :  \mathbf {\nabla } \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{e}
| 洛仑兹力定律： |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right) |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right)+q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {E} \right) |
在这些方程中，ρm是磁荷密度，jm是磁流密度，qm是测试粒子的磁荷，这些物理量的定义都与相应的与电荷与电流有关的物理量相似，v是粒子运动的速度，而c是真空光速。对于其它的细节和定义，见麦克斯韦方程组。对于在去量纲化的普朗克单位制下的这些方程，去掉系数c。
馬克士威方程組明白顯示出，在宇宙裏，磁荷不存在，只有電荷存在。至今為止，確實從未有任何實驗發現磁荷存在。假若磁荷存在，則高斯磁定律與法拉第感應定律都需要修改，馬克士威方程組內會增添兩個新的變量，磁荷 \rho _{m}和磁流 \mathbf {J} _{m}。經過修正後的方程組，會對於以下對調運作，具有不變性：
麦克斯韦方程组 > 在国际单位制中

在国际单位制中，磁荷qm有两个互相冲突的单位：韦伯（Wb）和安培米（A·m）这两种单位之间的换算为：qm(Wb) = μ0qm(A·m)，这可由量纲分析1 Wb = 1 H·A = (1 H·m−1)·(1 A·m)得出。（H是亨利）麦克斯韦方程组有如下形式：
| 方程名称 | 不考虑磁单极的存在 | 韦伯形式 | 安培米形式 |
| --- | --- | --- | --- |
高斯定律:  \nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{\mathrm {e} }}{\epsilon _{0}}}
| 高斯磁定律 |  \nabla \cdot \mathbf {B} =0 |  \nabla \cdot \mathbf {B} =\rho _{\mathrm {m} } |  \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\rho _{\mathrm {m} } |
| 法拉第电磁感应定律 |  \nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}} |  \nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}-\mathbf {j} _{\mathrm {m} } |  \nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}-\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {m} } |
安培定律（带入麦克斯韦方程组）:  \nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }
| 洛仑兹力定律 |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right) |  {\begin{aligned}\mathbf {F} &=q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)\\&+{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2}}}\right)\end{aligned}} |  {\begin{aligned}\mathbf {F} &=q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)\\&+q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2}}}\right)\end{aligned}} |
麦克斯韦方程组 > 在自然單位制中

| 名稱 | 磁單極子不存在 | 磁單極子存在 |
| --- | --- | --- |
高斯定律:  \nabla \cdot \mathbf {E} =\rho _{e}
| 高斯磁定律 |  \nabla \cdot \mathbf {B} =0 |  \nabla \cdot \mathbf {B} =\rho _{m} |
| 法拉第感應定律 |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}} |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+\mathbf {j} _{m} |
馬克士威-安培定律:  \nabla \times \mathbf {B} ={\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+\mathbf {j} _{e}
麦克斯韦方程组 > 张量公式

如果我们以张量的形式写下麦克斯韦方程组，那么其洛仑兹协变性就会很明显。这些推广了的公式包括：
| 麦克斯韦方程 | 高斯单位制 | 国际单位制(Wb) | 国际单位制(A⋅m) |
| --- | --- | --- | --- |
| 法拉第-高斯定律 |  \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }={\frac {4\pi }{c}}J_{\mathrm {e} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }=\mu _{0}J_{\mathrm {e} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }=\mu _{0}J_{\mathrm {e} }^{\beta } |
| 安培-高斯定律 |  \partial _{\alpha }{\star F^{\alpha \beta }}={\frac {4\pi }{c}}J_{\mathrm {m} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }{\star F^{\alpha \beta }}={\frac {\mu _{0}}{c}}J_{\mathrm {m} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }{\star F^{\alpha \beta }}={\frac {1}{c}}J_{\mathrm {m} }^{\beta } |
| 洛仑兹力定律 |  {\frac {dp_{\alpha }}{d\tau }}={\frac {1}{c}}\left[q_{\mathrm {e} }F_{\alpha \beta }v^{\beta }+q_{\mathrm {m} }{\star F_{\alpha \beta }}v^{\beta }\right] |  {\frac {dp_{\alpha }}{d\tau }}=q_{\mathrm {e} }F_{\alpha \beta }v^{\beta }+q_{\mathrm {m} }{\star F_{\alpha \beta }}v^{\beta } |  {\frac {dp_{\alpha }}{d\tau }}=q_{\mathrm {e} }F_{\alpha \beta }v^{\beta }+{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}{\star F_{\alpha \beta }v^{\beta }} |
这里：
F是电磁张量， \star 代表着霍奇对偶（应此 \star F代表着F的对偶张量）；
对于带有电荷qe和磁荷qm的运动粒子，v是粒子的四维速度，p是粒子的四维动量；
对于电荷和磁荷分布，Je = (ρe, je)是四维电流密度，而Jm = (ρm, jm)是四维磁流密度。
麦克斯韦方程组 > 对偶变换

推广后的麦克斯韦方程组具有一种特定的对称性，叫做对偶变换。我们可以选择任意实角度ξ，对宇宙中所有的荷和场同时作如下变换：
| 荷和流 | 场 |
| --- | --- |
 {\begin{pmatrix}\rho _{\mathrm {e} }\\\rho _{\mathrm {m} }\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\rho _{\mathrm {e} }'\\\rho _{\mathrm {m} }'\end{pmatrix}}:  {\begin{pmatrix}\mathbf {E} \\\mathbf {H} \end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\mathbf {E'} \\\mathbf {H'} \end{pmatrix}}
 {\begin{pmatrix}\mathbf {J} _{\mathrm {e} }\\\mathbf {J} _{\mathrm {m} }\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\mathbf {J} _{\mathrm {e} }'\\\mathbf {J} _{\mathrm {m} }'\end{pmatrix}}:  {\begin{pmatrix}\mathbf {D} \\\mathbf {B} \end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\mathbf {D'} \\\mathbf {B'} \end{pmatrix}}

这里带撇的量是变换前的荷、流、场，而不带撇的是变换后的荷、流、场。这些荷、流、场在变换后仍遵守同样的麦克斯韦方程组。这个矩阵是一个二维旋转矩阵。
对偶变换的存在使得观测者无法仅凭观测一个粒子的行为并将其与麦克斯韦方程对照就能判断这个粒子到底是具有电荷、磁荷还是两者皆有。例如事实上，电子具有1个单位电荷而不是磁荷仅仅是人们使用麦克斯韦方程的一个习惯，而不是其所要求的；如果我们对其进行ξ = π/2对偶变换，事情就会颠倒过来。我们唯一的实验事实是，我们所观测到的所有粒子都具有相同比例的电荷和磁荷。对偶变换可以改变这个比例的数值，但它无法改变所有物质的电磁荷比是相同的这一事实。应此在这种情况下，我们可以将这个比例定为1:0，即任何粒子都不具有磁荷。这一选择就引出了我们“习惯的”关于电和磁的定义。
狄拉克的量子化

量子论中的一个重要进步便是保罗·狄拉克在创建一个相对论性的量子电磁学理论时所作的工作。在他发现他的公式之前，电荷的存在似乎是“强行插入”到量子力学的方程中去的，但在1931年，狄拉克证明了一个非连续的荷能够自然地从量子力学产生出来。这也就是说，我们依然能够保留麦克斯韦方程组的形式，而仍然拥有磁荷。
我们可以考虑这样一个系统，其是由一个静电单极子（比如一个电子）和一个静磁单极子构成的。从经典理论来看，它们周围的电磁场有一个由坡印廷矢量给出的动量密度，它也有一个正比于乘积qeqm的总角动量，并且与两个粒子之间的距离无关。
但是在量子力学的框架下，角动量被量子化为ħ的特定倍数，所以乘积qeqm也要被量子化。这意味着只要哪怕宇宙中只存在一个磁单极子，并且麦克斯韦方程组是有效的，那么电荷就会顺利地被量子化。
那么，在哪种单位制下，磁荷能被量子化呢？虽然我们可以对整个空间积分来算出上述例子中的总角动量，狄拉克采取了另一种方法，这让他有了新的想法。他考虑到有一个位于坐标原点的点磁荷，它在距原点r处产生的磁感应正比于qm / r2向外呈辐射状。因为B的散度几乎在任何地点都为0，除了原点，也就是点磁荷所在之处，所以我们可以局域地定义磁矢势A，使磁矢势A的旋度等于磁感应B。
但是，磁矢势并不能在全局精确地定义，因为磁感应在原点的散度正比于狄拉克δ函数。我们必须为“北半球”（z>0在粒子之上的半空间）和“南半球”（z<0在粒子之下的半空间）的磁矢势定义一系列函数。这两种磁矢势在“赤道”（z=0穿过粒子的平面）相吻合，并且区别于规范变换。一个环绕“赤道”平面旋转的带电粒子（试探电荷）的波函数总的在一种十分像阿哈罗诺夫－玻姆效应的相态下变化。这种相态正比于试探电荷qe和源磁荷qm。狄拉克原本考虑的是一个波函数由狄拉克方程描述的电子。
因为电子在绕行一圈后总是回到同一点，其波函数exp(iφ)中的相态φ一定是不变的。这意味着添加到波函数中的相态φ一定是2π的整数倍：
| 单位 | 状况 |
| --- | --- |
高斯cgs单位制:  2{\frac {q_{\mathrm {e} }q_{\mathrm {m} }}{\hbar c}}\in \mathbb {Z} 
国际单位制（韦伯 形式）:  {\frac {q_{\mathrm {e} }q_{\mathrm {m} }}{2\pi \hbar }}\in \mathbb {Z} 
国际单位制（安培·米 形式):  {\frac {q_{\mathrm {e} }q_{\mathrm {m} }}{2\pi \epsilon _{0}\hbar c^{2}}}\in \mathbb {Z} 

这里ε0是真空电容率，ħ = h/2π是约化普朗克常数，c是真空光速，ℤ是整数集。
这就是狄拉克的量子化条件。假想的磁单极子的存在意味着电荷必须量子化为某一单位的整数倍；同样，电单极子的存在意味着假想的磁单极子的磁荷也必须量子化为反比于电荷基本单位的磁荷基本单位的整数倍。
在当时人们还不知道这种东西是否存在，甚至不知道它是否真的需要存在。毕竟，其它理论可能在任何时候出现并且不用磁单极子就能解释电荷量子化。磁单极子假设更像是对自然规律的一个好奇的大胆猜测。然而，自从这启发性的成果发布以来，普遍被人接受的能解释电荷量子化的理论一直没有出现。（局域规范不变性的概念—见规范场论—提供了自然的不需磁单极子就能解释电荷量子化的理论；但前提是U(1)规范对称群要是紧致的，否则还是会有磁单极子出现。）
如果我们最大限度地扩展磁矢势在“南半球”的定义，那么除了一条从原点一直指向“北极”的射线以外，磁矢势在任何地方都有定义。这条射线叫做狄拉克弦（英语：），它对波函数的影响类似于阿哈罗诺夫－玻姆效应中的螺线管。这个量子化条件得出依赖于我们认为狄拉克弦是不重要的，狄拉克弦一定是不真实的。狄拉克弦一定只是一个人工产物，只是一个不应该被认真对待的坐标系列。
狄拉克磁单极子是麦克斯韦方程组的一个奇异解（因为它需要从时空中去除世界线）；在一些更复杂的理论中，它被平滑的解所代替，例如胡夫-波利亚科夫磁单极子（英语：）
最新进展

德国柏林亥姆霍兹材料与能源研究中心与来自德累斯顿、圣安德鲁斯、拉普拉塔和牛津的研究人员在2009年於柏林进行的中子散射实验中，找到了自旋冰中磁单极子的类似物，但这并非狄拉克所预言的基本粒子。
2023年12月5日，劍橋大學、牛津大學、新加坡國立大學團隊使用「鑽石量子感測」技術，觀察赤鐵礦表面的旋轉紋理和微弱磁性訊號，第一次透過實驗觀察到自然發生的磁單極子。
参看

弦理论
阿哈諾夫－波姆效應
楊-米爾斯理論
吴-杨磁单极子
雙荷子
申巴赫 (奥地利)

| 申巴赫 Schönbach |
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市镇
申巴赫在奥地利的位置
坐标：48°27′00″N 15°02′00″E﻿ / ﻿48.45°N 15.0333°E﻿ / 48.45; 15.0333
国家: 奥地利
州: 下奥地利州
县: 茨韦特尔县
面积
 • 总计: 34.64 平方公里（13.37 平方英里）
海拔: 731 公尺（2,398 英尺）
人口（2005）
 • 總計: 939人
 • 密度: 27.1人/平方公里（70.2人/平方英里）
邮编: 3633
申巴赫（德語：）是奥地利下奥地利州茨韦特尔县的一个市镇。总面积34.64平方公里，总人口939人，人口密度27.1人/平方公里（2005年）。
友好城市

德国赫爾博恩 1989年
明朝工部尚書

明朝工部尚書，為明朝六部中工部的最高級長官，別稱“司空”，負責掌管全國的百官、山澤、營繕、採捕、陶冶、舟車、織造、屯種等政令，為正二品。永樂遷都後，明朝設置南京六部，其實“南京工部尚書”以及其他五尚書等職位，多為虛銜，多為參贊機務或養清望閒職之所，重要性已無關政體本身。
沿革

明朝洪武元年，朱元璋设置工部及官屬。洪武六年，增设禮部尚书和禮部侍郎各一人，并在總部、虞部、水部並屯田这四个部门各设郎中、員外郎各二人，餘各一人，總部主事八人，餘各四人；隸屬中書省。洪武十三年（1380年），因胡惟庸案，明太祖朱元璋罷黜宰相与中書省，并仿照《周官》六卿之制，直屬六部，并各設尚書、侍郎各一名。嘉靖年后，贈設尚書一人，專督大型建造。
瓦鎮

左營海軍眷村的瓦鎮
瓦鎮，日本稱為棟鬼瓦或東鬼瓦，是日本傳統建築和台灣漢族傳統建築中正脊和垂脊銜接的地方（即山牆頂端）所設置的一種瓦裝飾物，即為壓瓦鎮邪之物，是「屋頂瓦片上的鎮邪物」。一般而言，台灣傳統建築山牆頂端裝飾的可分為燕尾、馬背與瓦鎮。又其三者中，瓦鎮出現時間較晚，是在日治時代受日式建築影響而出現，且目前尚未在中國大陸地區被發現，是臺灣早期建築特色之一。傳統上，燕尾用於廟宇或官宦人家；馬背與瓦鎮則為一般民宅所使用。由於瓦鎮小巧，絕大部分使用於一條龍民宅或三合院，較少在大厝院落或有護龍之大型古宅中使用。
台灣

依瓦鎮數量又可分為兩種，單獨一片的瓦鎮，稱為「單一瓦鎮」，普遍被使用；若於瓦鎮前後再多有一至數片瓦鎮，使之重疊者，則叫「重疊瓦鎮」。若依其樣式分類，又有林宗聖及高燦榮兩家的分法：
根據高燦榮所著之《燕尾、馬背、瓦鎮─台灣古厝屋頂的型態》，可分為方形、三梅瓣托葉、獸頭、鵝形及葫蘆形等五類。
根據林宗聖於臺灣山岳雜誌第94期中所寫的《馬背燕尾與疊砌法》，則可分為四類：
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樣式: 敘述
: 幾何形瓦鎮，較少被使用。
: 梅瓣形瓦鎮，使用最普遍。
: 梅瓣托葉形，普遍程度次之。
獸頭形瓦鎮: 最少被使用。
參見

燕尾脊
馬背（五行山牆）
獸面瓦
參考資料

↑  .   [2014-10-11]. （原始内容存档于2014-10-16）.
↑  .   [2014-10-11]. （原始内容存档于2014-11-09）.
↑  .   [2014-10-11]. （原始内容存档于2014-10-15）.
1949年大奖赛赛季

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1949年大奖赛赛季 
上屆：1948 : 下屆：1950 
1949年大奖赛赛季（英語：）是世界一级方程式锦标赛开始前的战后大奖赛赛事的第4年也是最后一年。这是国际汽联一级方程式赛车的第3个赛季，尽管该赛季的一些大奖赛仍使用其他方程式的赛车。一级方程式的标准是将发动机限制在1.5升机械增压或4.5升自然吸气发动机。1949年没有组织锦标赛，但一些更有声望的比赛被国际汽联认定为大赛（Grande Épreuve）。阿尔贝托·阿斯卡里和胡安·曼努埃尔·范吉奥是本赛季最成功的车手，各自赢得了5场大奖赛的胜利。玛莎拉蒂（英语：）是最成功的赛车品牌，赢得了本赛季27场大奖赛中10场的胜利。
赛季回顾 > 大赛

| 日期 | 比赛 | 赛道 | 杆位 | 最快圈速 | 冠军车手 | 冠军制造商 | 报告 |
| --- | --- | --- | --- | --- | --- | --- | --- |
| 5月15日 |  英国大奖赛 | 银石 |  路易吉·维洛雷西 |  B·披拉 |  图洛·德格拉芬里德（英语：） | 玛莎拉蒂（英语：） | 报告 |
| 6月19日 |  比利时大奖赛 | 斯帕-弗朗科尔尚 |  路易吉·维洛雷西 |  朱塞佩·法里纳 |  路易·罗西耶（英语：） | 塔尔博-拉戈（英语：）-塔尔博（英语：） | 报告 |
| 7月3日 |  瑞士大奖赛 | 布雷姆加滕 |  朱塞佩·法里纳 |  朱塞佩·法里纳 |  阿尔贝托·阿斯卡里 | 法拉利 | 报告 |
| 7月17日 |  法国大奖赛 | 兰斯-格村 |  路易吉·维洛雷西 |  彼得·怀特黑德（英语：） |  路易·希龙 | 塔尔博-拉戈（英语：）-塔尔博（英语：） | 报告 |
| 9月11日 |  意大利大奖赛 | 蒙扎 |  阿尔贝托·阿斯卡里 |  阿尔贝托·阿斯卡里 |  阿尔贝托·阿斯卡里 | 法拉利 | 报告 |
赛季回顾 > 其他大奖赛

| 日期 | 比赛 | 赛道 | 冠军车手 | 冠军制造商 |
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| 1月29日 |  胡安·庇隆将军大奖赛暨布宜诺斯艾利斯赛（英语：） | 巴勒莫（英语：） |  阿尔贝托·阿斯卡里 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 2月6日 |  埃娃·杜阿尔特·庇隆大奖赛（英语：） | 巴勒莫（英语：） |  奥斯卡·阿尔弗雷多·加尔韦斯（英语：） | 阿尔法·罗密欧 |
| 3月27日 |  里约热内卢大奖赛 | 里约-拉加维亚（英语：） |  路易吉·维洛雷西 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 4月3日 |  圣雷莫大奖赛（英语：） | 奥斯佩达莱蒂（英语：） |  胡安·曼努埃尔·范吉奥 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 4月18日 |  波城大奖赛（英语：） | 波城（英语：） |  胡安·曼努埃尔·范吉奥 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 4月18日 |  里士满大奖赛 | 古德伍德（英语：） |  雷吉·帕内尔（英语：） | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 4月24日 |  巴黎大奖赛 | 蒙莱里（英语：） |  菲利普·埃唐瑟兰（英语：） | 塔尔博-拉戈（英语：）-塔尔博（英语：） |
| 4月28日 |  JCC泽西公路赛 | 圣赫利尔（英语：） |  鲍勃·杰拉德（英语：） | ERA（英语：） |
| 5月8日 |  鲁西永大奖赛（英语：） | 佩皮尼昂 |  胡安·曼努埃尔·范吉奥 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 5月14日 |  马赛大奖赛 | 马赛 |  胡安·曼努埃尔·范吉奥 | 西姆卡-戈尔迪尼（英语：） |
| 5月26日 |  大英帝国杯（英语：） | 道格拉斯（英语：） |  鲍勃·杰拉德（英语：） | ERA（英语：） |
| 6月5日 |  边疆大奖赛（英语：） | 希迈 |  居伊·迈雷斯（英语：） | 塔尔博-拉戈（英语：）-塔尔博（英语：） |
| 7月10日 |  阿尔比茹瓦大奖赛 | 阿尔比（英语：） |  胡安·曼努埃尔·范吉奥 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 7月31日 |  赞德福特大奖赛 | 赞德福特 |  路易吉·维洛雷西 | 法拉利 |
| 8月7日 |  法国汽车俱乐部大奖赛 | 圣戈当 |  夏尔·波齐（英语：） | 德拉艾（英语：） |
| 8月20日 |  BRDC国际杯（英语：） | 银石 |  阿尔贝托·阿斯卡里 | 法拉利 |
| 8月27日 |  洛桑大奖赛 | 洛桑 |  朱塞佩·法里纳 | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 9月17日 |  古德伍德杯 | 古德伍德（英语：） |  雷吉·帕内尔（英语：） | 玛莎拉蒂（英语：） |
| 9月18日 |  澳大利亚大奖赛 | 莱本（英语：） |  约翰·克劳奇 | 德拉艾（英语：） |
| 9月25日 |  捷克斯洛伐克大奖赛（英语：） | 布尔诺（英语：） |  彼得·怀特黑德（英语：） | 法拉利 |
| 10月9日 |  萨隆大奖赛 | 蒙莱里（英语：） |  雷蒙·佐默（英语：） | 塔尔博-拉戈（英语：）-塔尔博（英语：） |
| 12月18日 |  胡安·庇隆将军大奖赛暨布宜诺斯艾利斯赛（英语：） | 巴勒莫（英语：） |  阿尔贝托·阿斯卡里 | 法拉利 |
让·特莱尔

| 让·特莱尔 |
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出生: 1954年2月24日  （70歲）
职业: event rider 
奖项: 法国荣誉军团骑士勋章 
让·特莱尔（法語：，1954年2月24日—），法国男子马术运动员。他曾代表法国参加1988年、1996年、2000年和2004年夏季奥林匹克运动会马术比赛，其中2004年奥运会获得一枚金牌。
参考资料

↑  . International Olympic Committee.   [2021-09-14]. （原始内容存档于2021-09-14）.
秋之回憶：打勾勾的記憶

| 秋之回憶：打勾勾的記憶 |
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類型: 恋愛冒险游戏
 常用譯名 : 秋之回忆：勾指起誓的记忆
遊戲
使用平台: Xbox360、PlayStation Portable、PlayStation Vita、PlayStation 3
開發團隊:  5pb.
發行商:  5pb.  臺灣光榮特庫摩
製作人: 柴田太郎
美術: 森井しづき
遊戲人數: 1人
發售日:  2010年7月29日（Xbox360）  2010年11月10日（Xbox360）  2011年5月26日（PSP）  2011年6月2日（Windows）   2011年11月16日（iOS）   2013年6月27日（PSV/PS3） 
對象年齡: CERO:  B（12岁以上）
結局數: 19
動漫主題－電子遊戲主題－ACG專題－模板說明
《秋之回憶：打勾勾的記憶》是5pb.於2010年7月29日作为秋之回忆系列十周年纪念作品发行的Xbox 360用恋爱冒险游戏。是該系列的第7作。中文版亦於同年11月10日發行，而臺灣光榮特庫摩於2011年6月2日發行PC用中文版。
遊戲特色

隨著劇情的發展，當遊戲畫面的右上方出現類似手指的時候，就表示現在能夠進行“打勾勾”，打勾勾完畢後會觸發相應的劇情。“打勾勾”系統是進入各角色路線的必不可少的“鑰匙”。需要注意的是，如果不顧攻略劇情的需要而一味進行打勾勾，會出現修羅場（參見School Days）、感情破裂等Bad Ending。同時，「打勾勾」這個系統對CG的開啓有影響。
故事介绍

故事發生於神奈川県藤川市——
今天也一如往常，而春神也一如既往地降臨在位於神奈川縣藤川市的藤林高中。在黃金周剛結束的季節。溫暖的陽光，從教室的窗子裡照了進去，而直樹總是祈求著這件事。
“如果什麼都不改變，永遠都不要有改變，可以一直這麼溫暖地度過每一天就好了——”的確，直樹升到高中二年級之後，也沒什麼改變。“千夏可是直樹同學的新娘子喲！”
不帶著害羞的語氣說著這話的就是青梅竹馬的同班同學“天川千夏”，直樹暗許：“要是在學校的同學們，可以永遠享受這種簡單但幸福的生活就好了....”
然而，這個小小願望，卻被一個突然出現的神秘少女給打碎了。突然出現在直樹面前的神秘少女“南雲 霞”，還有突然開始直樹跟霞的秘密同居生活。以及霞對直樹所說，耐人尋味的話語：“如果想趕我出去，請便。”“反正我失去的只是一個棲身之所，而你失去的卻是你的大好前途。”為此困惑的直樹，面對開始崩壞的日常生活，以及明確的記憶矛盾。牽著兩人的小指，你有勇氣放開嗎？
角色介紹

「千夏我，是直樹的未婚妻！」
「想趕我出去的話，隨你的便。我失去的只不過是棲身之處，可以換掉你的前程。這個交易實在很有趣呢。」
「不要叫我小公主啦！」
「哼哼，對有『網羅了整個學校的情報消息』之稱的我用這種態度真的好嗎？學~長~？」
「萬分歡迎您光臨風流庵！」
「誰准你在這偷懶的，還不快點工作！」
參考資料

↑  .   [2012-08-16]. （原始内容存档于2020-04-02）.
↑  . Comshop.   [2013年6月12日] （日语）. [永久]
↑  .   [2012-08-16]. （原始内容存档于2020-04-02）.
↑  .   [2012-08-19]. （原始内容存档于2020-04-02）.
外部連結

秋之回憶：打勾勾的記憶 官方網站 （页面存档备份，存于）
瑪麗亞·媞托娃

瑪麗亞·帕芙洛芙娜·媞托娃（俄语：，1997年8月19日），是俄羅斯的韻律體操選手，生於俄羅斯奔薩州扎列奇內。2013年進入成年組，以其優雅的氣質, 芭蕾風格加上超凡脫俗的容貌與夢幻般的身材而受到粉絲喜愛。2013年的環使用芭蕾舞劇天鵝湖音樂，因為她極具芭蕾風範且如天鵝般優雅而被粉絲暱稱為"天鵝"。俄羅斯韻律體操國家隊的主教練伊蓮娜·維納(Irina Viner)曾經說過她跟芭蕾傳奇巨星瑪婭·普麗謝斯卡婭很像, 並且說瑪麗亞·媞托娃會成為韻律體操的臉，由此可見主教練對她的喜愛跟期望。 她是2013年韻律體操大獎賽決賽全能銀牌得主，2014年國際體操總會世界排名全能第五。
生平 > 早期

瑪麗亞·媞托娃生於俄羅斯奔薩州扎列奇內，五歲時在街上被一個韻律體操教練發掘而開始練韻律體操。之後她被阿米娜·扎里波娃(Amina Zaripova) 邀請加入位於莫斯科的奧林匹克中心。這一年她開始在俄羅斯諾沃戈斯克國家隊訓練中心(Novogorsk Training Centre)接受訓練。
2011年瑪麗亞·媞托娃參加在奔薩舉辦的第四屆中俄青少年交流賽，獲得金、銀跟銅牌各一面。2012年以少年組身分參加基輔世界杯，拿到少年組團隊金牌。
生平 > 成年組 > 2013

2013年瑪麗亞·媞托娃進入成年組的第一年，俄羅斯的主教練維納(Irina Viner)在賽季初的莫斯科大獎賽賽前記者會提到為了打造她的新的環成套，讓她成為黑天鵝, 特別帶她去看莫斯科波修瓦芭蕾舞團(Bolshoi Ballet)首席斯韋特蘭娜·扎哈諾娃的天鵝湖。 她在莫斯科大獎賽全能排名第十一名，進了棒的單項決賽，最終排名第四。緊接著三月初在以色列的霍隆大獎賽，她有突破性的表現，贏得彩帶金牌，這是她第一個國際賽獎牌。之後在布加勒斯特世界杯拿到環單項金牌，佩薩羅世界杯拿到全能跟球銀牌，柏林大獎賽決賽獲得全能、環跟球銀牌。十月底十一月初在聖彼得堡舉辦的俄羅斯錦標賽個人全能排名第四，並包攬四個單項環、球、棒跟帶金牌。
2013年賽季初她的教練是吉馬托娃(Dinara Gimatova), 到了夏天的時候曾由主教練維納(Irina Viner)短暫地指導她，九月份的時候主教練維納(Irina Viner)指派施特爾鮑姆斯(Vera Shtelbaums)擔任她的個人教練. 瑪麗亞·媞托娃曾在聖彼得堡俄羅斯錦標賽的賽後訪問提到，她很榮幸能讓施特爾鮑姆斯指導, 這一年她換了很多次教練，要適應每一個教練對她來說很不容易。
生平 > 成年組 > 2014

2014年, 她在年初的莫斯科大獎賽表現優異，拿到全能銀牌、彩帶金牌以及球銀牌。之後陸續在蒂艾大獎賽，斯圖加特世界杯，霍隆大獎賽，里斯本世界杯，佩薩羅世界杯及索菲亞世界杯等國際賽事拿到獎牌。她在四月底的奔薩俄羅斯錦標賽全能排名第四，彩帶贏得金牌。但是八月份的喀山世界杯表現非常差，全能只排名22，因此主教練維納(Irina Viner)將她從伊茲密爾世界錦標賽的參賽名單移除。十月初瑪麗亞·媞托娃參加了柏林大獎賽，獲得全能金牌以及環, 球跟彩帶金牌。之後的布爾諾大獎賽全能排名第四，棒銀牌、環銅牌跟彩帶銅牌。原本她預計參加因斯布鲁克大獎賽決賽但因為賽前受了小傷，主教練維納(Irina Viner)為了保險起見, 讓她退賽。
生平 > 成年組 > 2015

2015年初，瑪麗亞·媞托娃又換了新教練Marina Govorova。2月中時參加了俄羅斯在馬林斯基劇院舉辦的慶祝韻律體操八十周年大型表演秀。四月初參加了在Ljubljana 舉辦的MTM 國際賽，拿到全能金牌, 彩帶金牌跟其他三個單項銀牌。四月下旬在奔薩舉辦的俄錦賽全能排名第八，彩帶單項決賽排名第八。五月份參加了在以色列的霍隆舉辦的國際邀請賽，全能成績排名第二，並拿到球金牌。七月11-13日她參加了在韓國的光州舉辦的2015年夏季世界大學運動會，個人全能排名第四，她晉級了三個單項決賽，拿下環銀牌跟球銅牌，彩帶則排名第四。八月8-9日她參加了在布達佩斯舉辦的國際比賽MTK Cup，拿下個人全能銀牌, 彩帶金牌跟棒操銀牌。接著於八月12日她參加了在索菲亞舉辦的國際比賽Sofia Cup，因為右膝受傷，在完成了二個成套之後退賽。
生平 > 場下生活

瑪麗亞·媞托娃是家中獨子，每一種韻律體操器械都喜歡，興趣是看書跟聽音樂。最喜歡的韻律體操選手是伊蓮娜恰其娜(Irina Tchachina)，最喜歡的芭蕾舞者是斯韋特蘭娜·扎哈諾娃，喜歡亮跟淺的顏色。
歷年成套音樂資訊

| Year | Apparatus | Music title  |
| --- | --- | --- |
| 2015 | Hoop | "End Credits" by Bruno Coulais & The Children's Choir Of Nice ("Coraline" OST) |
| 2015 | Ball | "Romance: White Acacia" (composer: unknown) |
| 2015 | Clubs | "Malagueña" by Ernesto Lecuona |
| 2015 | Ribbon | "A Time for Us" Instrumental Version by David Davidson,  Composed by Nino Rota (from "Romeo and Juliet (1968 film)" OST) |
| 2015 | Gala | "Etude In D-sharp minor, Op. 8, No. 12" by Alexander Scriabin |
2014: 
| 2014 | Hoop (3rd) | "Guerrileros" and "Ange et Demon" by Maxime Rodriguez |
| 2014 | Hoop (2nd) | Musical "Cats" by Andrew Lloyd Webber |
| 2014 | Hoop (1st) | Ballet "Giselle" by Adolphe Adam |
| 2014 | Ball | "Adieu" by Giovanni Marradi |
| 2014 | Clubs | "Baila Maria" by Alabina, Ishtar, Los Niños de Sara |
| 2014 | Ribbon (2nd) | "Danse Russe" from Ballet "Swan Lake" by Pyotr Tchaikovsky |
| 2014 | Ribbon (1st) | "Katyusha" by Matvei Blanter |
| 2014 | Gala (2nd) | "Romance: White Acacia" |
| 2014 | Gala (1st) | "Etude In D-sharp minor, Op. 8, No. 12" by Alexander Scriabin |
| 2013 | Hoop | Ballet "Swan Lake" by Pyotr Tchaikovsky |
| 2013 | Ball (2nd) | "Adieu" by Giovanni Marradi |
| 2013 | Ball (1st) | "Vdol po ulitse metelitsa metyot" ( Russian folk song) |
| 2013 | Clubs (2nd) | "Baila Maria" by Alabina, Ishtar, Los Niños de Sara |
| 2013 | Clubs | "Quiero Saber" and "Vamos a bailar" by Gipsy Kings |
| 2013 | Ribbon (2nd) | "I could have danced all night" from musical "My Fair Lady" by Frederick Loewe |
| 2013 | Ribbon (1st) | "'O sole mio" by Eduardo di Capua |
| 2012 | Hoop (2nd) | Ballet "Swan Lake" by Pyotr Tchaikovsky (different version with 2013) |
| 2012 | Hoop (1st) | OST "the Apartment" theme song -Jealous Lover- by Ferrante and Teicher |
| 2012 | Ball | "No tengo Tango" by Mr. Tea |
| 2012 | Ball (2nd) | "Memory" from musical "Cats" by Andrew Lloyd Webber |
| 2012 | Clubs | "Rio Rita" from TV series "Место встречи изменить" |
| 2012 | Ribbon | "Romeo and Juliet" by Pyotr Tchaikovsky |
| 2011 | Hoop | OST "the Apartment" theme song -Jealous Lover- by Ferrante and Teicher |
| 2011 | Ball | "No tengo Tango" by Mr. Tea |
| 2011 | Clubs (2nd) | "Rio Rita" from TV series "Место встречи изменить нельзя" |
| 2011 | Clubs (1st) | "Baya Baya" by Safr Duo |
| 2011 | Ribbon (2nd) | "Romeo and Juliet" by Pyotr Tchaikovsky |
| 2011 | Ribbon (1st) | Ballet "Giselle" by Adolphe Adam |
| 2010 | Rope | No information |
| 2010 | Hoop | "Funiculi, Funicula" by Luigi Denza |
| 2010 | Ball | "Méditation (Thaïs)" by Jules Massenet |
| 2010 | Clubs | No information |
| 2010 | Ribbon | Ballet "Giselle" by Adolphe Adam |
参考资料

↑  . mariatitovatheswan.com.   [2015-05-08]. （原始内容存档于2020-11-30）.
↑   (PDF). FIG.   [2015-04-30]. （原始内容存档 (PDF)于2015-09-24）.
1 2  . Maria Titova the Swan.   [2015-04-30]. （原始内容存档于2021-01-24）.
↑  . RUS RG Federation.   [2015-04-30]. （原始内容存档于2020-12-04）.
↑   (PDF). www.btfb.de.   [2015-05-01]. （原始内容存档 (PDF)于2016-03-05）.
↑  . www.btfb.de.   [2015-05-01]. （原始内容存档于2019-02-24）.
↑  . rsport.ru.   [2015-05-01]. （原始内容存档于2015-07-19）.
↑  Wan, Zoe. . Maria Titova Biography.   [2015-04-30]. （原始内容存档于2020-11-24）.
↑  Wan, Zoe. . Maria Titova the Swan.   [2015-04-30]. （原始内容存档于2020-11-24）.
外部連結

Maria Titova在国际体操联合会的相关介绍
Rhythmic Gymnastics Results
Maria Titova The Swan （页面存档备份，存于）
星系团

星系团（Galaxy clusters、Cluster of galaxies）是由星系组成的自引力束缚体系，通常尺度在数百万秒差距或數百萬光年，包含了数百到数千个星系。包含了少量星系的星系集团叫做星系群。银河系所在的星系群叫做本星系群，成员星系大约为50个。距离本星系群较近的一个星系团是室女座星系团，包含了超过2500个星系
许多星系团是明亮的X射线源，其中X射线辐射是由强引力势阱束缚住的高温气体发出的。星系团的气体质量可达发光星系总质量的3-5倍。研究星系团中物质的分布能够为暗物质的存在提供证据。
不同星系团中，各种类型的星系所占的比例很不一样。研究发现，椭圆星系的比例与星系团的形态密切相关，如果一个星系团中椭圆星系所占的比例很大，那么这个星系团的形状倾向于规则和对称，如果椭圆星系所占的比例很小，星系团一般显示出不规则的形状。
相關條目

化石星系群
星系團表
宇宙的大尺度結構
星系年表
星系團內介質
社会党 (比利时)

此條目介紹的是成立于1978年的法语政党。关于原先的全国性政党，请见「」。
| 社会党 Parti Socialiste |
| --- | --- |
社会党标志
领袖: 保罗·马涅特
成立: 1978年
前身: 比利时社会党
总部: 布鲁塞尔
青年组织: 青年社会主义者运动
意識形態: 社会民主主义
政治立場: 中間偏左
欧洲组织: 欧洲社会党
国际组织: 进步联盟 社会党国际
歐洲議會黨團: 社会主义者和民主人士进步联盟
官方色彩: 红色
众议院(法语席位): 20 / 61
参议院(法语席位): 7 / 24
瓦隆议会: 23 / 75
布鲁塞尔-首都大区议会(法语席位): 17 / 72
法语社群议会: 28 / 94
德语社群议会: 4 / 25
歐洲議會(法语席位): 2 / 8
官方网站
www.ps.be
比利时政治 政党 · 选举
社會黨舊標誌
社会党（法語：，法语发音：[paʁti sɔsjalist]，缩写为PS），此前为与荷兰语社会党作区分亦称法语社会党，比利时法语区政党。该党在比利时德语区也有活动，其在德语区的分支名为东比利时社会党（德語：）。
該黨在2010年大選後成為眾議院第二大政黨，在歷經541天無政府僵局後，法語社會黨主席埃利奥·迪吕波成功組成聯合政府並擔任首相，同時也是自1974年來首位法語區出身的首相，也是首位同性戀首相。
历史

该党历史可以追溯至1885年成立的比利时工党。1940年，比利时工党正式解散。1945年，原比利时工党成员创立比利时社会党。随着比利时语言和族群矛盾加剧，1978年，比利时社会党分裂为代表弗拉芒社群的荷兰语社会党（2001年更名为“不同社会党”，2021年更名为“前进”）和代表法语社群的法语社会党。
蓋文懿

盖文懿（?—?），唐朝贝州宗城（今河北省威县东南）人。
他是盖文达的同宗，以儒学著称，当时号“二盖”。盖文懿、盖文达推重王恭所讲《三礼》。武德初年，担任国子助教。唐高祖在秘书省置学，教授王公之子，以盖文懿为博士。盖文懿开讲《毛诗》，升席发题，公卿更相问难，文懿发扬风雅，远近宗仰。唐太宗贞观年间，在国子博士任上去世。
磁化強度

磁化強度（英語：），又稱磁化向量，是衡量物體的磁性的一個物理量，定義為單位體積的磁偶極矩，如下方程式：
其中， \mathbf {M}  是磁化強度， n 是磁偶極子密度， \mathbf {m}  是每一個磁偶極子的磁偶極矩。
當施加外磁場於物質時，物質的內部會被磁化，會出現很多微小的磁偶極子。磁化強度描述物質被磁化的程度。採用國際單位制，磁化強度的單位是安培／公尺。
物質被磁化所產生的磁偶極矩有兩種起源。一種是由在原子內部的電子，由於外磁場的作用，其軌域運動產生的磁矩會做拉莫爾進動，從而產生的額外磁矩，累積凝聚而成。另外一種是在外加靜磁場後，物質內的粒子自旋發生「磁化」，趨於依照磁場方向排列。這些自旋構成的磁偶極子可視為一個個小磁鐵，可以以向量表示，作為自旋相關磁性分析的古典描述。例如，用於核磁共振現象中自旋動態的分析。
物質對於外磁場的響應，和物質本身任何已存在的磁偶極矩（例如，在鐵磁性物質內部的磁偶極矩），綜合起來，就是淨磁化強度。
在一個磁性物質的內部，磁化強度不一定是均勻的，磁化強度時常是位置向量的函數。
馬克士威方程組

馬克士威方程組描述磁感應強度  \mathbf {B}  、磁場強度  \mathbf {H}  、電場  \mathbf {E}  、電位移  \mathbf {D}  、電荷密度  \rho  和電流密度  \mathbf {J}  的物理行為。這裏會探索磁化強度  \mathbf {M}  的角色和與這些物理量之間的關係。
馬克士威方程組 > 磁感應強度、磁場強度和磁化強度之間的關係

条目：磁場
磁場強度  \mathbf {H}  定義為
其中， \mu _{0} 是磁常數。
對於抗磁性物質和順磁性物質， \mathbf {M}  與  \mathbf {H}  之間的關係通常是線性關係：
其中， \chi _{m} 是磁化率。
由於磁滯現象，鐵磁性物質的  \mathbf {M}  與  \mathbf {H}  之間並不存在一一對應關係。
馬克士威方程組 > 磁化電流

在磁性物質內，「磁化電流」是總電流的一部分，又稱為「束縛電流」，是由束縛電荷形成的。磁性物質內部的「束縛電流密度」  \mathbf {J} _{b} 和「表面束縛電流密度」  \mathbf {K} _{b} 分別為
其中， {\hat {\mathbf {n} }} 是垂直於磁性物質表面的單位向量。
在馬克士威方程組內的總電流  \mathbf {J}  為
其中， \mathbf {J} _{f} 是自由電流密度， \mathbf {J} _{P} 是電極化電流密度。
自由電流密度是由自由電荷形成的自由電流的密度。自由電荷不束縛於物質的原子的內部。
電極化電流是由含時電極化強度 \mathbf {P} 形成的：
馬克士威方程組 > 靜磁學

除去自由電流和各種含時效應，描述磁現象的馬克士威方程組約化為
應用類比方法，與靜電學問題類比：
靜磁學的問題可以用靜電學的方法來解析。在這裏， \nabla \cdot \mathbf {M}  項目類比於  {\frac {\rho }{\epsilon _{0}}} 項目。
磁化動力學

条目：磁化動力學
當思考奈米尺寸和奈米時段的磁化作用時，含時磁化物理行為變得很重要。不單只是依著外磁場的磁場線排列，在物質內的單獨的磁偶極矩會開始繞著外磁場進動，通過弛豫，緩慢地隨著能量傳輸進入物質結構，達成與磁場線排列。
磁性物質 > 抗磁性

条目：抗磁性
抗磁性是物質抗拒外磁場的趨向，因此，會被磁場排斥。所有物質都具有抗磁性。可是，對於具有順磁性的物質，順磁性通常比較顯著，遮掩了抗磁性。 只有純抗磁性物質才能明顯地被觀測到抗磁性。例如，惰性氣體元素和抗腐蝕金屬元素（金、銀、銅等等）都具有顯著的抗磁性。
當外磁場存在時，抗磁性才會表現出來。假設外磁場被撤除，則抗磁性也會遁隱形跡。
在具有抗磁性的物質裏，所有電子都已成對，內秉電子磁矩不能集成宏觀效應。抗磁性的機制是電子軌域運動，用經典物理理論解釋如下：
特別注意，這解釋只能用來啟發思考。正確的解釋需要依賴量子力學。
磁性物質 > 順磁性

条目：順磁性
鹼金屬元素和除了鐵、鈷、鎳以外的過渡元素都具有順磁性。在順磁性物質內部，由於原子軌域或分子軌域只含有奇數個電子，會存在有很多未配對電子。遵守包立不相容原理，任何配對電子的自旋，其磁矩的方向都必需彼此相反。未配對電子可以自由地將磁矩指向任意方向。當施加外磁場時，這些未配對電子的磁矩趨於與外磁場呈相同方向，從而使磁場更加強烈。假設外磁場被撤除，則順磁性也會消失無蹤。
一般而言，除了金屬物質以外，順磁性與溫度相關。由於熱騷動（）造成的碰撞會影響磁矩整齊排列，溫度越高，順磁性越微弱；溫度越低，順磁性越強烈。
在低磁場，足夠高溫的狀況，根據居里定律（），磁化率  \chi  與絕對溫度  T 的關係式為
其中， C 是依不同物質而定的居里常數（）。
磁性物質 > 鐵磁性

条目：鐵磁性
在鐵磁性物質內部，如同順磁性物質，有很多未配對電子。由於交換作用（），這些電子的自旋趨於與相鄰未配對電子的自旋呈相同方向。由於鐵磁性物質內部又分為很多磁疇，雖然磁疇內部所有電子的自旋會單向排列，造成「飽合磁矩」，磁疇與磁疇之間，磁矩的方向與大小都不相同。所以，未被磁化的鐵磁性物質，其淨磁矩與磁化向量都等於零。
假設施加外磁場，這些磁疇的磁矩還趨於與外磁場呈相同方向，從而形成有可能相當強烈的磁化向量與其感應磁場。 隨著外磁場的增高，磁化強度也會增高，直到「飽和點」，淨磁矩等於飽合磁矩。這時，再增高外磁場也不會改變磁化強度。假設，現在減弱外磁場，磁化強度也會跟著減弱。但是不會與先前對於同一外磁場的磁化強度相同。磁化強度與外磁場的關係不是一一對應關係。磁化強度比外磁場的曲線形成了磁滯迴線。
假設再到達飽和點後，撤除外磁場，則鐵磁性物質仍能保存一些磁化的狀態，淨磁矩與磁化向量不等於零。所以，經過磁化處理後的鐵磁性物質具有「自發磁矩」。
每一種鐵磁性物質都具有自己獨特的居里溫度。假若溫度高過居里溫度，則鐵磁性物質會失去自發磁矩，從有序的「鐵磁相」轉變為無序的「順磁相」。這是因為熱力學的無序趨向，大大地超過了鐵磁性物質降低能量的有序趨向。根據居里-外斯定律（），磁化率  \chi  與絕對溫度  T 的關係式為
其中， T_{c} 是居里溫度（採用絕對溫度單位）。
假設溫度低於居里溫度，則根據實驗得到的經驗公式，
其中， \Delta M(T)=M(T)-M_{0} 是磁化強度差， M(T) 與  M_{0} 是物質分別在絕對溫度  T 與  0K 的磁化強度， \beta  是依物質而定的比例常數。
這與布洛赫溫度1.5次方定律（）的理論結果一致。
鎳、鐵、鈷、釓與它們的合金、化合物等等，這些常見的鐵磁性物質很容易做實驗顯示出其鐵磁性。
磁性物質 > 反鐵磁性

条目：反鐵磁性
在反鐵磁性物質內部，相鄰價電子的自旋趨於相反方向。這種物質的淨磁矩為零，不會產生磁場。這種物質比較不常見，大多數反鐵磁性物質只存在於低溫狀況。假設溫度超過奈爾溫度，則通常會變為具有順磁性。例如，鉻、錳、輕鑭系元素等等，都具有反鐵磁性。
當溫度高於奈爾溫度  T_{N} 時，磁化率  \chi  與溫度  T 的理論關係式為
做實驗得到的經驗關係式為
其中， \theta  是依物質而定的常數，與  T_{N} 差別很大。
理論而言，當溫度低於奈爾溫度  T_{N} 時，可以分成兩種狀況：
假設外磁場垂直於自旋，則垂直磁化率近似為常數  \chi _{\perp }\approx C/T_{N} 。
假設外磁場平行於自旋，則在絕對溫度0K時，平行磁化率為零；在從0K到奈爾溫度  T_{N} 之間，平行磁化率會從  \chi _{\parallel }(0)=0 平滑地單調遞增至  \chi _{\parallel }(T_{N})=C/T_{N} 。
磁性物質 > 亞鐵磁性

条目：亞鐵磁性
像鐵磁性物質一樣，當磁場不存在時，亞鐵磁性物質仍舊會保持磁化不變；又像反鐵磁性物質一樣，相鄰的電子自旋指向相反方向。這兩種性質並不互相矛盾，在亞鐵磁性物質內部，分別屬於不同次晶格的不同原子，其磁矩的方向相反，數值大小不相等，所以，物質的淨磁矩不等於０，磁化強度不等於零，具有較微弱的鐵磁性。
由於亞鐵磁性物質是絕緣體。處於高頻率時變磁場的亞鐵磁性物質，由於感應出的渦電流很少，可以允許微波穿過，所以可以做為像隔離器（）、循環器（）、回旋器（）等等微波器件的材料。
由於組成亞鐵磁性物質的成分必需分別具有至少兩種不同的磁矩，只有化合物或合金才會表現出亞鐵磁性。常見的亞鐵磁性物質有磁鐵礦（Fe3O4）、鐵氧體（ferrite）等等。