Zastosujemy teraz prawo Ampère'a do obliczenia pola magnetycznego wewnątrz cewki, przez którą płynie prąd o natężeniu \( I \) (zob. Rys. 1 ).

Pole magnetyczne wytworzone przez całą cewkę jest sumą wektorową pól wytwarzanych przez wszystkie zwoje. W punktach na zewnątrz cewki pole wytworzone przez części górne i dolne zwojów znosi się częściowo, natomiast wewnątrz cewki pola wytworzone przez poszczególne zwoje sumują się.

Jeżeli mamy do czynienia z solenoidem, tj. z cewką o ciasno przylegających zwojach, której długość jest znacznie większa od jej średnicy to możemy przyjąć, że pole magnetyczne wewnątrz solenoidu jest jednorodne, a na zewnątrz równe zeru.

Układ lini pola wewnątrz solenoidu przedstawiony jest przy użyciu opiłków żelaza na filmie poniżej.

Film został udostępniony przez Politechnikę Warszawską na licencji Creative Commons BY-SA 3.0. PL dla potrzeb e-podręczników AGH.

Na Rys. 2 pokazany jest przekrój odcinka idealnego solenoidu. Prawo Ampère'a zastosujemy dla konturu zaznaczonego na rysunku linią przerywaną.

Całkę krzywoliniową \( {\oint {\mathit{Bdl}}} \) przedstawimy jako sumę czterech całek

Całka druga i czwarta są równe zeru bo wektor \( \mathbf{B} \) jest prostopadły do elementu konturu \( d\mathbf{l} \) (iloczyn skalarny wektorów prostopadłych jest równy zeru). Trzecia całka też jest równa zeru, ale dlatego, że \( B = 0 \) na zewnątrz solenoidu. Tak więc niezerowa jest tylko całka pierwsza

gdzie \( h \) jest długością odcinka \( ab \). Teraz obliczmy prąd obejmowany przez wybrany kontur. Jeżeli cewka ma \( n \) zwojów na jednostkę długości, to wewnątrz konturu jest \( nh \) zwojów. Oznacza to, że całkowity prąd przez kontur wynosi

gdzie \( I \) jest prądem przepływającym przez pojedynczy zwój cewki.

Na podstawie prawa Ampère'a

skąd pole magnetyczne wewnątrz solenoidu

Powyższe równanie stosuje się z powodzeniem również do rzeczywistych cewek (dla punktów z wnętrza cewki, odległych od jej końców).

Cewki stanowią praktyczne źródło jednorodnego pola magnetycznego.