在线元矢量dl和电流元Idl平行时，α=0，线元位置的磁场（3）、（4）式重新退化为（1）、（2）式，比如我们对Idl进行无限长积分，即θ由0积分到π，就得到
Bv=μ0I/2πd
Bh=0

其中d为线元dl和无限长载流直导线的距离。

这就是在完全对称情况下，无限长直导线外部任意一点磁场的公式计算结果。它和现有理论计算的结果是一致的：没有平行分量。

 
但是，如果我的导线是半无限长，即线元dl位置处于半无限长导线的一个端点时，θ从0积分到π/2，或从π/2积分到π，Bh积分结果不为零!这时平行分量就显示出来了！

α=0时，对于半无限长载流直导线，在一个端点和导线距离为d的位置，Bh=h(μ0I/4πd)(sinθ1-sinθ2)，θ1=π/2,θ2=π，Bh=h(μ0I/4πd)≠0

这就是 不对称的磁场，其平行分量不为零。

但是对于任何对称的情形，θ1=π/2-β，θ2=π/2+β，恒有sin(π/2-β)-sin(π/2+β)=0，因此也恒有Bh=0。 

对称的情况下，平行方向的磁场分量总为零。这也是你们和无数前辈、后辈科学家们惟一能看到的、理解到的情形，但谁都没有理解到这个零是因完全抵消而产生的。

对于对某点对称的载流导线，从上面式子和计算我们看出，该点磁场的垂直分量dBv一直是累加的，θ1=π/2的线是中垂线，也是对称线。从对称线向两个方向积分出来的磁场（力）总是互相抵消的，因此恒有Bh=0。这就是我说的对称磁场不产生平行于导线的受力。

关于线元dl不对称的载流导线，如前面的半无限长载流导线上的电流元Idl，有θ1≠θ2，sinθ1-sinθ2≠0，其线元点Bh=μ0I/4πd≠0。

我在本主题帖中曾提到的错位平行载流活动导线段上的某线元点，和固定在桌面上的平行载流导线段上的电流元Idl之间的连线角度，都是θ1≠θ2，因此活动导线段受的平行方向分力不等于零。

从dB=(μ0/4πr^2)Idl 分解出来的磁场垂直分量dBv=vsinθdB就是现在教科书中的磁场表达，再加上我给出的平行分量表达dBh=hcosθdB就构成了完整的磁场表达：dB=dBv+dBh。它符合平行四边形的矢量合成法则，因为(sinθ)^2+(cosθ)^2=1。

两段电流元Idl1和Idl2之间的作用力Fv12=-Fv21、Fh12=-Fh21就符合牛三的表达了。

从此，安培力再也没有不符合牛三的理由存在了。 

对【488楼】说：

导线中运动电子（异偶极子）实际上受到的是洛伦兹力，而受到洛伦兹力的电子作用在导线上，又转变成了导线受到的安培力。安培力和洛伦兹力是因果关系，是形式上不同，本质上是一回事（区别在于安培力是经过导线传递一下的洛伦兹力），因此我在这里并不严格它们的区别。

两平行导线电流同向时互相吸引，电流方向相反时互相排斥，吸引和排斥的力都是安培力。受力方向没有说反。

接【484楼】：
密绕长螺线管或密绕螺线环提供给外部的磁场虽然是面磁场，难磁化外面的铁磁物质，但是内部的铁芯能成千上万地增强其磁性，它能把铁芯中的安培分子电流都理顺，因此，在螺线管、环外部也有增强了成千上万倍的面电流磁场。

将含有铁芯和不含有铁芯的密绕螺线环放置在示波器的示波管外，对电子束的作用力也是有成千上万倍不同的。对已经被示波管内加速电场极化的电子束来说，面电流磁场对电子束的作用力和裸露磁极的螺线管端面圆形磁场对电子束的作用力相比一点不小。

因为我的实验都是有理论指导、有目的的去做的，因此得到的实验结果往往都是非常令我满意的。