法拉第电磁感应定律

**法拉第電磁感應定律**（英語：Faraday's law of electromagnetic induction）常直接簡稱為「法拉第定律」，是電磁學的一條基本定律，也是變壓器、電感元件及多種馬達、發電機、螺線管的根本運作原理。定律指出：

此定律預測磁場如何與電路交互作用以產生電動勢，而這種現象稱為電磁感應。

雖然約瑟・亨利在 1830 年的獨立研究中比法拉第早發現這一定律，但其並未發表，麥可・法拉第則於 1831 年發現此定律，命名為法拉第定律。

本定律可用以下的公式表達：

　
: ${\mathcal {E}}=-{\frac {d\Phi _{B}}{dt}}$

其中：

　
: ${\mathcal {E}}$ 是電動勢，單位為伏特。

　
: ΦB 是通過電路的磁通量，單位為韋伯。

電動勢的方向（公式中的負號）由冷次定律提供。「通過電路的磁通量」的意義會由下面的例子闡述。

傳統上有兩種改變通過電路的磁通量的方式。至於**感應電動勢**時，改變的是自身的電場，例如改變生成場的電流（就像變壓器那樣）。而至於**動生電動勢**時，改變的是磁場中的整個或部份電路的運動，例如像在同極發電機中那樣。

## 用詞

**電磁感應**現象不應與**靜電感應**混淆。電磁感應將電動勢與通過電路的磁通量聯繫起來，而靜電感應則是使用另一帶電荷的物體使物體產生電荷的方法。

## 馬克士威 - 法拉第方程式

本節是一段題外話，作用是區分本條目中的「法拉第定律」及馬克士威方程組中用同一個名字的∇×E 方程式。於本條目中∇×E 方程式會被稱為**馬克士威 - 法拉第方程式**。 

馬克士威於 1855 年總結出法拉第定律的旋度版本，而黑維塞則於 1884 年將定律重寫成**旋度**方程式：

　
: $\nabla \times \mathbf {E} (\mathbf {r} ,\ t)=-{\frac {\partial \mathbf {B} (\mathbf {r} ,\ t)}{\partial t}}$

其中

　
: $\nabla \times $ 代表 旋度

　
: $\mathbf {E} $ 代表 電場強度（V/m）

　
: $\mathbf {B} $ 代表 磁通量密度（Wb/m2）

　
: ${\begin{matrix}{\frac {\partial }{\partial t}}\end{matrix}}$ 代表 當方位向量 **r** 不變下的時間偏導數。

方程式的意義是，如果電場的空間依賴在頁面上成逆時針方向（經右手定律，得旋度向量會從頁面指出），那麼磁場會因時間而更少指出頁面，更多地指向頁面（跟旋度向量異號）。方程式跟磁場的**變量**有關係。故磁場不一定要指向頁面，只需向該方向轉動即可。

本方程式（在本條目中被稱為馬克士威 - 法拉第方程式）最著名的地方在於它是馬克士威方程組中的四條方程式之一。

在馬克士威 - 法拉第方程式中，黑維塞用的是**時間偏導數**。不使用馬克士威用過的時間全導數，而使用時間偏導數，這樣做使得馬克士威 - 法拉第方程式不能說明動生電動勢。。然而，馬克士威 - 法拉第方程式很多時候會被直接稱為「法拉第定律」。

在本條目中「法拉第定律」一詞指的是通量方程式，而「馬克士威 - 法拉第方程式」指的則是黑維塞的**旋度**方程式，也就是現在的馬克士威方程組中的那一條。

## 通過表面的磁通量及圈中的電動勢

法拉第電磁感應定律用到通過一表面 **Σ** 的磁通量 ΦB，其積分形式定義如下：

　
: : $\Phi _{B}=\iint _{\Sigma (t)}\mathbf {B} (\mathbf {r} ,\ t)\cdot d\mathbf {A} \ $

其中 d**A** 為移動面 **Σ**(_t_) 的面積元，**B** 為磁場，**B**·d**A** 為向量點積。見圖一。更多細節見面積分及磁通量條目。設該表面有一個開口，邊界為閉合曲線**∂Σ**(_t_)。見圖二。

當通量改變時，把一電荷在閉合曲線中**∂Σ**(_t_) 移一圈（每單位電荷）所作的功 $^{\mathcal {E}}$ ，也就是電動勢，可由法拉第電磁感應定律求得：

　
: ${\mathcal {E}}=-{{d\Phi _{B}} \over dt}\ $

其中：

　
: ${\mathcal {E}}$ 為電動勢，單位為伏特；

　
: ΦB 為磁通量，單位為韋伯。電動勢的方向（公式中的負號）由冷次定律提供。

設有一緊纏線圈，圈數為 N，每圈通量皆為 ΦB，法拉第電磁感應定律指出：

　
: ${\mathcal {E}}=-N{{d\Phi _{B}} \over dt}$

　
: _N_ 為線圈圈數；

　
: ΦB 為通過**一**圈的磁通量，單位為韋伯。

在選擇路徑**∂Σ**(_t_) 求電動勢時，路徑須滿足兩個基本條件：（一）路徑閉合；（二）路徑必需能描述到電路各部分的相對運動（這就是**∂Σ**(_t_) 中變量為時間的原因）。路徑並**不**一定要跟隨電流的流動路線，但用通量定律求出的電動勢，理所當然地會是通過所選路徑的電動勢。假若路徑並不跟隨電流的話，那麼那電動勢可能不是驅動著電流的那一電動勢。

## 例一：空間變強磁場

考慮圖三的長方形線圈，它在 _xy_ 平面上向 _x_ 方向以速率 _v_ 移動。因此，線圈中心 _x_C 滿足 _v = dxC/dt_。線圈在 _y_ 方向的長度為ℓ，_x_ 方向的寬度為 _w_。一不隨時間改變，而隨 _x_ 方向改變的磁場 _B(x)_ 指向 _z_ 方向。左邊的磁場為 _B_(_xC − w/2_)，右邊的磁場為 _B_(_xC + w/2_)。電動勢可直接求得，或由上述的法拉第電磁感應定律求得。

### 洛倫茲力法

在線圈左邊的一電荷 _q_，所受的洛倫茲力為 _q_**v×**_B_**k** = −_qvB(xC − w/2)_**j**（**j**、**k** 分別為 y 方向及 z 方向的單位向量，見向量積），因此左邊整段電線的電動勢（單位電荷所作的功）為 _vℓB(xC − w/2)_。可用相同的論述，求出右邊電線的電動勢為 _vℓB(xC + w/2)_。兩股電動勢互相抵抗，將正電荷推向線圈底部。由於這時磁場的強度會向 x 方向增強，所以右邊的力最強，電流會順時針流動：使用右手定則，電流所產生的磁場會抵抗外加的磁場。驅動電流的電動勢必須向逆時針方向增加（抵抗電流）。把電動勢向逆時針方向加起來得：

　
: : ${\mathcal {E}}=v\ell [B(x_{C}+w/2)-B(x_{C}-w/2)]\ $

### 法拉第定律法

線圈上任何位置通過線圈的磁通量為

　
: : $\Phi _{B}=\pm \int _{0}^{\ell }dy\int _{x_{C}-w/2}^{x_{C}+w/2}B(x)dx$

　
: $=\pm \ell \int _{x_{C}-w/2}^{x_{C}+w/2}B(x)dx\ $

其正負取決於表面的垂直線是否跟 **B** 同一方向，或相反方同。如果表面垂直線跟感應電流的 **B** 同一方向，式子為負。此時通量的時間導數（使用微分的鏈式法則或萊布尼茨定則的通用形式求出）為：

　
: : ${\frac {d\Phi _{B}}{dt}}=(-){\frac {d}{dx_{C}}}\left[\int _{0}^{\ell }dy\ \int _{x_{C}-w/2}^{x_{C}+w/2}dxB(x)\right]{\frac {dx_{C}}{dt}}\ $

　
: $=(-)v\ell [B(x_{C}+w/2)-B(x_{C}-w/2)]\ ,$

（其中 _v_ = d_x_C/d_t_ 為線圈於 _x_ 方向的運動速率），所以

　
: : ${\mathcal {E}}=-{\frac {d\Phi _{B}}{dt}}=v\ell [B(x_{C}+w/2)-B(x_{C}-w/2)]\ $

跟之前一樣。

這兩種方法一般來說都一樣，但視乎例子而定，其中一種有時可能會比較實用。

## 例二：均勻磁場中的運動環路

圖四為由上下兩塊帶導電邊沿的碟片所組成的轉軸，上面的電線環路垂直地連接著兩塊碟片。整組裝置在磁場中旋轉，該磁場向外呈放射狀指出，但其大小不隨方向變化。一向外的迴路從邊沿上把電流收集起來。在收集迴路的位置上，向外的磁場與迴路位於同一個平面上，因此收電迴路並不對電路的磁通量造成影響。電動勢可直接求出，或使用上文的法拉第定律求出。

### 洛倫茲力法

這個案中，在移動環路中那兩根垂直的電線裏，洛倫茲力向下驅動著電流，因此電流從上碟片流向下碟片。在碟片的導電邊沿內，洛倫茲力與邊沿垂直，所以邊沿上並沒有電動勢，環路中的水平部分也沒有。電流通過外加的迴路從下邊沿傳到上邊沿，而該迴路位於磁場的平面上。因此，迴路中的洛倫茲力與迴路平行，在這迴路中並沒有生成電動勢。穿過電流通道，到達電流反方向流動的地方，功只在移動環路垂直電線中抵抗洛倫茲力，其中

　
: : $F=q\ B\ v\ $

因此電動勢為

　
: : ${\mathcal {E}}=Bv\ell \ =Br\ell \omega \ $

其中ℓ為環路中的垂直長度，與角轉動率相關的速度可由 _v = r_ ω 求出，而 _r_ = 碟片半徑。注意，在**任何**跟環路轉動並連接上下邊沿的路徑中，所作的功都**一樣**。

### 法拉第定律法

一個直覺上很吸引但錯誤的通量定則使用法是，將通過電流的通量當成只是 ΦB = _Bw_ℓ，其中 _w_ 為移動環路的寬度。這數目與時間沒有關係，所以這方法會不正確地預測出無生成電動勢。這套論述的缺陷在於它並沒有考慮到整個電路，而整個電路是閉合的環路。

使用通量定則時，我們必須顧及整個電路，其中包括通過上下碟片邊沿的路徑。我們可以選擇一通過兩道邊沿及移動環路的任意閉合路徑，而通量定則會找出該路徑的電動勢。任何有一部分連接移動環路的路徑，都會表達到電路移動部分的相對運動。

作為一個路徑例子，選擇在上碟片按照轉動方向，並下碟片按照轉動反方向穿過電路（由圖四的箭號表示）。在這情況下，對與迴路成角 θ 的移動環路而言，圓柱體的一部分面積 _A_ = _r_ℓθ 為電路的一部分。這面積與磁場垂直，所以造成了這個大小的通量：

　
: : $\Phi _{B}=-Br\theta \ell \ $

其中式子為_負_，這是因為右手定則指出，電流環路所產生的磁場，與外加的磁場方向相反的緣故。由於這是通量中唯一一個跟隨時間轉變的部分，所以通量定則預測的電動勢為

　
: : ${\mathcal {E}}=-{\frac {d\Phi _{B}}{dt}}=Br\ell {\frac {d\theta }{dt}}$

　
: $=Br\ell \omega \ $

與使用洛倫茲力法的計算答案一致。

現在嘗試不同的路徑。跟隨一條選擇餘下部分通過邊沿的路徑。那麼耦合磁通量會隨 θ 增加而**減少**，但右手定則會指出把電流環路**加**到外加磁場上去，因此這條路徑跟第一條路徑的電動勢相同。任何迴路的組合都會對電動勢產生相同的結果，因此跟隨哪一條路徑實際上並不重要。

### 直接從通量變量中推導

以上使用閉合路徑求電動勢的方法，看起來是取決於路徑幾何的細節。相反地，使用勞侖茲力則沒有這樣的限制。所以有需要加深對通量定則的理解，有關路徑等同及路徑選取時的會漏掉的細節。

圖五是圖四的理想化版本，當中圓柱體被展開成了平面。同樣的路徑分析依然有效，但是還有一個可以簡化的地方。電路中與時間無關的方面，並不能夠影響通量隨時間的變化率。例如，環路以均速滑動時，電流通過環路流動的細節，並不取決於時間。與其考慮求電動勢時環路選取的細節，不如考慮環路移動時所掃過的**磁場面積**。這相當於找出電路通量的切斷率。這個說法提供了一個方法，可直接求出通量變化率，而不需要考慮電路上各種路徑選取，隨時間而變化的細節。跟使用洛倫茲力一樣，很明顯地，任何兩條連接移動環路的路徑，都會產生相同的通量變化率，不同之處只在於它們如何與環路相交。

圖五中，單位時間內掃過的面積為 _dA/dt_ = _v_ℓ，跟選取的環路細節無關，所以可經法拉第電磁感應定律求出電動勢：

　
: ${\mathcal {E}}=-{{d\Phi _{B}} \over dt}=Bv\ell \ $

電路勢的路徑的不依賴性表明，如果滑動環路被實心導電板所取代，又或是更複雜的某種變形表面，分析都是一樣的：找出電路移動部分掃過面積的通量。相近地，如果圖四的移動環路被一 360° 的實心導電圓柱體所取代，掃過面積的計算就跟只有一個環路時是完全一樣的。故此，對圓柱體及實心導電板的個案而言，法拉第定律所預測的電動勢完全一樣，更甚者，以有孔板為壁的圓柱體的個案也一樣。但是注意，這個電動勢所導致的流動電流是**不**一樣的，因為電阻決定電流。

## 馬克士威 - 法拉第方程式

變化中的磁場會生成電場；這個現象由馬克士威 - 法拉第方程式描述：

　
: $\nabla \times \mathbf {E} (\mathbf {r} ,\ t)=-{\frac {\partial \mathbf {B} (\mathbf {r} ,\ t)}{\partial t}}$

其中：

　
: $\nabla \times $ 代表旋度；

　
: **E** 為電場強度；

　
: **B** 為磁通量密度。

這條方程式是現代馬克士威方程組內的其中一條，很多時候被稱為法拉第定律。然而，由於它只含有一個時間偏導數，它的應用只限於在隨時間變化的磁場中靜止電荷的情況。它並不能說明帶電粒子在磁場中移動的電磁感應狀況。

它可以用克耳文 - 斯托克斯定理寫成積分形式：

　
: $\oint _{\partial \Sigma }\mathbf {E} \cdot d{\boldsymbol {\ell }}=-\ \iint _{\Sigma }{\partial  \over {\partial t}}\mathbf {B} \cdot d\mathbf {A} $

　
: : : : $=-\ {\partial  \over {\partial t}}\iint _{\Sigma }\mathbf {B} \cdot d\mathbf {A} $

其中把導數移至積分前這個動作，需要一與時無關的曲面 **Σ**（在這裏被視為偏導數解釋的一部分），見圖六：

　
: **Σ** 為一被閉合圍道**∂Σ** 包圍的曲面；**Σ** 與**∂Σ** 皆為固定的，不隨時間變動；

　
: **E** 為電場強度；

　
: d**ℓ**為圍道**∂Σ** 的一無限小向量元；

　
: **B** 為磁通量密度；

　
: d**A** 為曲面 **Σ** 的一無限小向量元，其大小相等於一塊無限小曲面，而其方向與該塊曲面成正交。

dℓ和 d**A** 都具有正負模糊性；要得到正確的正負號，需要使用右手定則，解釋詳見克耳文 - 斯托克斯定理條目。對一平面 Σ 而言，曲線∂Σ 的正路徑元 dℓ，其定義由右手定則所規定，就是當右手姆指跟表面 Σ 的垂直線 **n** 同一方向時，其他手指所指的那一個方向。

圍繞著**∂Σ** 的積分叫曲線積分或路徑積分。馬克士威 - 法拉第方程式右邊的曲面積分，是通過 Σ 的磁通量 ΦB 的明確表達式。注意 **E** 的非零路徑積分，跟電荷產生電場的表現不一樣。由電荷生成的電場能以標量場的梯度表達，為帕松方程式的解，並且路徑積分為零。見梯度定理。

積分方程式對通過空間的**任何**路徑**∂Σ** 成立，也對任何以該路徑為邊界的的表面 **Σ** 成立。注意，但是已知在這方程式裏，**∂Σ** 及 **Σ** 都**不**隨時間而改變。這個積分形式不能用於**運動**電動勢，因為 **Σ** 跟時間無關。注意這方程式內並沒有電動勢 $^{\mathcal {E}}$ ，所以確實不能夠在不引入洛倫茲力的情況下計算出功。

使用完整的洛倫茲力計算電動勢：

　
: ${\mathcal {E}}=\oint _{\partial \Sigma (t)}\left(\mathbf {E} (\mathbf {r} ,\ t)+\mathbf {v\times B} (\mathbf {r} ,\ t)\right)\cdot d{\boldsymbol {\ell }}\ $

法拉第電磁感應定律的一個描述，比馬克士威 - 法拉第方程式的積分形式更通用（見洛倫茲力），如下：

　
: $\oint _{\partial \Sigma (t)}\left(\mathbf {E} (\mathbf {r} ,\ t)+\mathbf {v\times B} (\mathbf {r} ,\ t)\right)\cdot d{\boldsymbol {\ell }}\ $ $\ =-{\frac {d}{dt}}\iint _{\Sigma (t)}d{\boldsymbol {A}}\cdot \mathbf {B} (\mathbf {r} ,\ t)\ $

其中**∂Σ**(_t_) 為圍著運動表面 **Σ**(_t_) 的閉合路徑，而 **v** 為運動速率。見圖二。注意上面用的是時間**常**導數，而不是時間**偏**導數，意指 **Σ**(_t_) 的時間差異必須被微分所包括。被積函數中，曲線 _d_**ℓ**的元以速率 **v** 移動。

圖七為磁力是如何促成電動勢作出了詮釋，而電動勢就在上面方程式的左邊。曲線**∂Σ** 部分 _d_**ℓ**，在時間 _dt_ 以速率 **v** 移動時掃過的面積為（見向量積的幾何意義）：

　
: $d\mathbf {A} =d{\boldsymbol {\ell \times v}}dt\ $

所以在時間 _dt_ 間通過**∂Σ** 為邊的表面中這一部分的磁通量變量 ΔΦB 為：

　
: ${\frac {d\Delta \Phi _{B}}{dt}}=\mathbf {B} \cdot \ d{\boldsymbol {\ell \times v}}\ =\mathbf {v} \times \mathbf {B} \cdot \ d{\boldsymbol {\ell }}\ $

如果我們把這些通過所有部分 _d_**ℓ**的 ΔΦB 的作用加在一起，就可以得到法拉第定律對磁力的促成作用。也就是，這個項跟**運動**電動勢有關係。

### 例三：移動觀測者的視點

再次討論圖三的例子，但這次以移動觀測者的參考系，帶出電場與磁場間以及**運動**與**感應**電動勢的密切關係。假設一環路觀測者與環路一起移動。觀測者以洛倫茲力及法拉第電磁感應定律計算環路的電動勢。由於這觀測者與環路一起移動，觀測者看不到環路的運動，以及零 **v×B**。然而，由於磁場隨 _x_ 位置變化，所以觀測者看到時間變強的磁場，也就是：

　
: $\mathbf {B} =\mathbf {k} {B}(x+vt)\ $

其中_**k**_為指向 _z_ 方向的單位向量。

#### 洛倫茲力定律版本

馬克士威 - 法拉第方程式指出移動觀測者在 _y_ 方向所見的電場 _E_y 可由下式表示（見旋度）：

　
: $\nabla \times \mathbf {E} =\mathbf {k} \ {\frac {dE_{y}}{dx}}$

　
: : : : $=-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}=-\mathbf {k} {\frac {dB(x+vt)}{dt}}=-\mathbf {k} {\frac {dB}{dx}}v\ \ $

下式使用了鏈式法則：

　
: : : ${\frac {dB}{dt}}={\frac {dB}{d(x+vt)}}{\frac {d(x+vt)}{dt}}={\frac {dB}{dx}}v\ $

求解 _E_y，準確到一個對環路積分沒有作用的常數，得：

　
: : $E_{y}(x,\ t)=-B(x+vt)\ v\ $

使用洛倫茲力定律，得一個電場分量，觀測者於時間 t 得環路的電動勢為：

　
: : ${\mathcal {E}}=-\ell [E_{y}(x_{C}+w/2,\ t)-E_{y}(x_{C}-w/2,\ t)]$

　
: $=v\ell [B(x_{C}+w/2+vt)-B(x_{C}-w/2+vt)]\ $

這個結果跟靜止觀測者的個案一致，他看到的是中點 _x_C 移到 _x_C + _vt_。然而，移動觀測者的結果中，洛倫茲力看起來只有**電**分量，而靜止觀測者的則只有**磁**分量。

#### 法拉第電磁感應定律

使用法拉第電磁感應定律，與 _x_C 一起移動的觀測者看到磁通量的變化，但環路看起來並沒有移動：環路的中心 _x_C 被固定了，這是因為觀測者與環路一起移動著。通量則是：

　
: : $\Phi _{B}=-\int _{0}^{\ell }dy\int _{x_{C}-w/2}^{x_{C}+w/2}B(x+vt)dx\ $

其中右式為負，這是因為表面的垂直線與外加磁場各自指向相反的方向。現在從法拉第電磁感應定律得出的電動勢是：

　
: : ${\mathcal {E}}=-{\frac {d\Phi _{B}}{dt}}=\int _{0}^{\ell }dy\int _{x_{C}-w/2}^{x_{C}+w/2}{\frac {d}{dt}}B(x+vt)dx$

　
: $=\int _{0}^{\ell }dy\int _{x_{C}-w/2}^{x_{C}+w/2}{\frac {d}{dx}}B(x+vt)\ v\ dx$

　
: $=v\ell \ [B(x_{C}+w/2+vt)-B(x_{C}-w/2+vt)]\ $

答案是一樣的。時間導數走進了積分裏面，這是因為積分的上下限並不取決於時間。又一次，鏈式定律被用於把時間導數轉化成 _x_ 導數。

靜止觀測者認為該電動勢是**運動**電動勢，而移動觀測者則認為是**感應**電動勢。

## 作為兩種不同現象的法拉第定律

有些物理學家注意到法拉第定律是一條描述兩種現象的方程式：由磁力在移動中的電線中產生的**動生電動勢**，及由磁場轉變而成的電力所產生的**感應電動勢**。就像理察・費曼指出的那樣：

格里夫斯的書中也有類似陳述。

## 歷史

法拉第定律最初是一條基於觀察的實驗定律。後來被正式化，其偏導數的限制版本，跟其他的電磁學定律一塊被列馬克士威方程組的現代黑維塞版本。

法拉第電磁感應定律是基於法拉第於 1831 年所作的實驗。這個效應被約瑟・亨利於大約同時發現，但法拉第的發表時間較早。

見馬克士威討論電動勢的原著。

於 1834 年由波羅的海德國科學家海因里希・冷次發現的冷次定律，提供了感應電動勢的方向，及生成感應電動勢的電流方向。

## 應用

### 發電機

由法拉第電磁感應定律因電路及磁場的相對運動所造成的電動勢，是發電機背後的根本現象。當永久性磁鐵相對於一導電體運動時（反之亦然），就會產生電動勢。如果電線這時連著電負載的話，電流就會流動，並因此產生電能，把機械運動的能量轉變成電能。例如，基於圖四的**鼓輪發電機**。另一種實現這種構想的發電機就是法拉第碟片，簡化版本見圖八。注意使用圖五的分析，或直接用洛倫茲力定律，都能得出使用實心導電碟片運作不變的這一結果。

在法拉第碟片這一例子中，碟片在與碟片垂直的均勻磁場中運動，導致一電流因洛倫茲力流到向外的軸臂裏。明白機械運動是如何成為驅動電流的必需品，是很有趣的一件事。當生成的電流通過導電的邊沿時，這電流會經由安培環路定理生成出一磁場（圖八中標示為「Induced B」）。因此邊沿成了抵抗轉動的電磁鐵（冷次定律一例）。在圖的右邊，經轉動中軸臂返回的電流，通過右邊沿到達底部的電刷。此一返回電流所感應的磁場會抵抗外加的磁場，它有**減少**通過電路那邊通量的傾向，以此**增加**旋轉帶來的通量。因此在圖的左邊，經轉動中軸臂返回的電流，通過左邊沿到達底部的電刷。感應磁場會**增加**電路這邊的通量，**減少**旋轉帶來的通量。所以，電路兩邊都生成出抵抗轉動的電動勢。儘管有反作用力，需要保持碟片轉動的能量，正等於所產生的電能（加上由於摩擦、焦耳熱及其他消耗所浪費的能量）。所有把機械能轉化成電能的發電機都會有這種特性。

雖然法拉第定律經常描述發電機的運作原理，但是運作的機理可以隨個案而變。當磁鐵繞著靜止的導電體旋轉時，變化中的磁場生成電場，就像馬克士威 - 法拉第方程式描述的那樣，而電場就會通過電線推著電荷行進。這個案叫**感應電動勢**。另一方面，當磁鐵靜止，而導電體運動時，運動中的電荷的受到一股磁力（像洛倫茲力定律所描述的那樣），而這磁力會通過電線推著電荷行進。這個案叫**動生電動勢**。（更多有關感應電動勢、動生電動勢、法拉第定律及洛倫茲力的細節，可見上例或格里夫斯一書。）

### 馬達

發電機可以「反過來」運作，成為馬達。例如，用法拉第碟片這例子，設一直流電流由電壓驅動，通過導電軸臂。然後由洛倫茲力定律可知，行進中的電荷受到磁場 _B_ 的力，而這股力會按佛來明左手定則訂下的方向來轉動碟片。在沒有不可逆效應（如摩擦或焦耳熱）的情況下，碟片的轉動速率必需使得 _dΦB/dt_ 等於驅動電流的電壓。

### 變壓器

法拉第定律所預測的電動勢，同時也是變壓器的運作原理。當線圈中的電流轉變時，轉變中的電流生成一轉變中的磁場。在磁場作用範圍中的第二條電線，會感受到磁場的轉變，於是自身的耦合磁通量也會轉變（_d_ΦB/_dt_）。因此，第二個線圈內會有電動勢，這電動勢被稱為**感應電動勢**或**變壓器電動勢**。如果線圈的兩端是連接著一個電負載的話，電流就會流動。

### 電磁流量計

法拉第定律可被用於量度導電液體或漿狀物的流動。這樣一個儀器被稱為電磁流量計。在磁場 B 中因導電液以速率為 v 的速度移動，所生成的感應電壓 ε 可由以下公式求出：

　
: ${\mathcal {E}}=B\ell v$

其中ℓ為電磁流量計中電極間的距離。

## 另見

* 法拉第弔詭
* 向量分析
* 斯托克斯定理
* 串擾（由電感產生的電子干擾）

## 註解

## 資料來源

## 延伸閱讀

有關**法拉第定律**一詞各種用法的討論： Tankersley and Mosca: _Introducing Faraday's law_ （英文）

## 外部連結

* 電磁感應的簡易互動 Java 教學 美國國家高能磁場實驗室 （英文）
* R. Vega 《電磁感應：法拉第定律與冷次定律》—— 高度動畫化課堂 （英文）
* 喬治亞州州立大學超物理筆記 （頁面存檔備份，存於網際網路檔案館）; 另見 主頁 （頁面存檔備份，存於網際網路檔案館） （英文）