WikiDer > Закон Гаусса - Википедия

Закон Гаусса в его интегральной форме наиболее полезен, когда по соображениям симметрии можно найти замкнутую поверхность (ЗП), вдоль которой электрическое поле однородно. В этом случае электрический поток представляет собой простое произведение площади поверхности и напряженности электрического поля и пропорционален общему заряду, заключенному на поверхности. Здесь рассчитывается электрическое поле снаружи (r> R) и внутри (r Викиверситет).

В физика, Закон Гаусса, также известный как Теорема Гаусса о потоке, это закон о распределении электрический заряд в результате электрическое поле. В своей интегральной форме он утверждает, что поток из электрическое поле из произвольного закрытая поверхность пропорционально электрический заряд окружены поверхностью, независимо от того, как этот заряд распределяется. Несмотря на то, что одного закона недостаточно для определения электрического поля на поверхности, охватывающей любое распределение заряда, это может быть возможным в случаях, когда симметрия требует однородности поля. Там, где такой симметрии не существует, можно использовать закон Гаусса в его дифференциальной форме, который гласит, что расходимость электрического поля пропорциональна локальной плотности заряда.

Закон был первым^[1] сформулировано Жозеф-Луи Лагранж в 1773 г.,^[2] с последующим Карл Фридрих Гаусс в 1813 г.,^[3] как в контексте притяжения эллипсоидов. Это один из Четыре уравнения Максвелла, составляющие основу классическая электродинамика.^{[примечание 1]} Закон Гаусса можно использовать для вывода Закон Кулона,^[4] наоборот.

Качественное описание

На словах закон Гаусса гласит, что

Сеть электрический поток через любые гипотетические закрытая поверхность равно ${ displaystyle { frac {1} { varepsilon _ {0}}}}$раз в сети электрический заряд внутри этой закрытой поверхности.^[5]

Закон Гаусса имеет близкое математическое сходство с рядом законов из других областей физики, таких как Закон Гаусса для магнетизма и Закон Гаусса для гравитации. Фактически любой закон обратных квадратов можно сформулировать аналогично закону Гаусса: например, сам закон Гаусса по существу эквивалентен обратному квадрату Закон Кулона, а закон Гаусса для гравитации по существу эквивалентен обратному квадрату Закон всемирного тяготения Ньютона.

Математически закон можно выразить с помощью векторное исчисление в интеграл форма и дифференциал форма; оба эквивалентны, поскольку связаны теорема расходимости, также называемый теоремой Гаусса. Каждая из этих форм, в свою очередь, также может быть выражена двумя способами: в терминах отношения между электрическое поле E и полный электрический заряд, или в единицах электрическое поле смещения D и свободный электрический заряд.^[6]

Уравнение с участием E поле

Закон Гаусса можно сформулировать с помощью электрическое поле E или электрическое поле смещения D. В этом разделе показаны некоторые формы с E; форма с D ниже, как и другие формы с E.

Интегральная форма

Электрический поток через произвольную поверхность пропорционален общему заряду, заключенному на поверхности.

Шар не содержит заряда. Электрический поток через его поверхность равен нулю.

Закон Гаусса может быть выражен как:^[6]

${ displaystyle Phi _ {E} = { frac {Q} { varepsilon _ {0}}}}$

куда Φ_E это электрический поток через закрытую поверхность S заключая любой объем V, Q это общая обвинять заключен в V, и ε₀ это электрическая постоянная. Электрический поток Φ_E определяется как поверхностный интеграл из электрическое поле:

${ displaystyle Phi _ {E} =}$ ${ displaystyle scriptstyle _ {S}}$ ${ Displaystyle mathbf {E} cdot mathrm {d} mathbf {A}}$

куда E электрическое поле, dА вектор, представляющий бесконечно малый элемент площадь поверхности,^{[заметка 2]} и · представляет скалярное произведение двух векторов.

Поскольку поток определяется как интеграл электрического поля, это выражение закона Гаусса называется интегральная форма.

Крошечный ящик Гаусса, стороны которого перпендикулярны поверхности проводника, используется для определения локального поверхностного заряда после того, как электрический потенциал и электрическое поле вычислены путем решения уравнения Лапласа. Электрическое поле локально перпендикулярно эквипотенциальной поверхности проводника и равно нулю внутри; его поток πa²⋅E, по закону Гаусса равно πa²⋅σ / ε₀. Таким образом, σ = ε₀E.

В задачах, связанных с проводниками с известными потенциалами, потенциал вдали от них получается путем решения Уравнение Лапласааналитически или численно. Затем электрическое поле рассчитывается как отрицательный градиент потенциала. Закон Гаусса позволяет найти распределение электрического заряда: заряд в любой заданной области проводника можно вычислить, интегрировав электрическое поле, чтобы найти поток через небольшой ящик, стороны которого перпендикулярны поверхности проводника, и отметив, что электрическое поле перпендикулярно поверхности и равно нулю внутри проводника.

Обратная задача, когда известно распределение электрических зарядов и необходимо вычислить электрическое поле, намного сложнее. Полный поток через данную поверхность дает мало информации об электрическом поле и может входить и выходить из поверхности в произвольно сложных формах.

Исключение составляют случаи, когда есть симметрия в задаче, которая требует, чтобы электрическое поле проходило через поверхность равномерно. Затем, если известен полный поток, само поле может быть вычислено в каждой точке. Общие примеры симметрии, которые поддаются закону Гаусса, включают: цилиндрическую симметрию, плоскую симметрию и сферическую симметрию. См. Статью Гауссова поверхность например, где эти симметрии используются для вычисления электрических полей.

Дифференциальная форма

Посредством теорема расходимости, Закон Гаусса также можно записать в виде дифференциальная форма:

${ Displaystyle набла cdot mathbf {E} = { гидроразрыва { rho} { varepsilon _ {0}}}}$

куда ∇ · E это расхождение электрического поля, ε₀ это электрическая постоянная, и ρ объем плотность заряда (плата за единицу объема).

Эквивалентность интегральной и дифференциальной форм

Интегральная и дифференциальная формы математически эквивалентны по формуле теорема расходимости. Вот аргумент более конкретно.

Схема доказательства

Интегральная форма закона Гаусса: ${ displaystyle { scriptstyle _ {S}}}$ ${ Displaystyle mathbf {E} cdot mathrm {d} mathbf {A}}$${ displaystyle = { frac {Q} { varepsilon _ {0}}}}$ для любой закрытой поверхности S содержащий заряд Q. По теореме о расходимости это уравнение эквивалентно: ${ displaystyle iiint _ {V} nabla cdot mathbf {E} , mathrm {d} V = { frac {Q} { varepsilon _ {0}}}}$ на любой объем V содержащий заряд Q. По соотношению заряда и плотности заряда это уравнение эквивалентно: ${ displaystyle iiint _ {V} nabla cdot mathbf {E} , mathrm {d} V = iiint _ {V} { frac { rho} { varepsilon _ {0}}} , mathrm {d} V}$ на любой объем V. Чтобы это уравнение было одновременно правда за каждый возможный объем V, необходимо (и достаточно), чтобы подынтегральные выражения были всюду равны. Следовательно, это уравнение эквивалентно: ${ displaystyle nabla cdot mathbf {E} = { frac { rho} { varepsilon _ {0}}}.}$ Таким образом, интегральная и дифференциальная формы эквивалентны.

Уравнение с участием D поле

Бесплатная, обязательная и полная оплата

Электрический заряд, который возникает в простейших учебниках, можно классифицировать как «бесплатный» - например, заряд, который передается в статичное электричество, или заряд на конденсатор пластина. Напротив, «связанный заряд» возникает только в контексте диэлектрик (поляризуемые) материалы. (Все материалы в какой-то степени поляризуемы.) Когда такие материалы помещаются во внешнее электрическое поле, электроны остаются связанными со своими соответствующими атомами, но смещаются на микроскопическое расстояние в ответ на поле, так что они больше находятся на одной стороне атома, чем другой. Все эти микроскопические смещения в сумме дают макроскопическое распределение чистого заряда, и это составляет «связанный заряд».

Хотя микроскопически все заряды в основном одинаковы, часто существуют практические причины для того, чтобы рассматривать связанный заряд иначе, чем бесплатный. В результате более фундаментальный закон Гаусса с точки зрения E (выше), иногда приводится в эквивалентную форму ниже, которая выражается в D и только бесплатно.

Интегральная форма

Эта формулировка закона Гаусса устанавливает форму полного заряда:

${ displaystyle Phi _ {D} = Q _ { mathrm {бесплатно}}}$

куда Φ_D это D-поле поток через поверхность S который включает объем V, и Q_{свободный} бесплатная плата содержится в V. Поток Φ_D определяется аналогично потоку Φ_E электрического поля E через S:

${ displaystyle Phi _ {D} =}$ ${ displaystyle { scriptstyle _ {S}}}$ ${ Displaystyle mathbf {D} cdot mathrm {d} mathbf {A}}$

Дифференциальная форма

Дифференциальная форма закона Гаусса, включающая только бесплатную оплату, гласит:

${ displaystyle nabla cdot mathbf {D} = rho _ { mathrm {free}}}$

куда ∇ · D это расхождение поля электрического смещения, и ρ_{свободный} - плотность свободного электрического заряда.

Эквивалентность выписок об общей сумме и бесплатной оплате

Доказательство того, что формулировки закона Гаусса в терминах бесплатного заряда эквивалентны формулировкам, включающим полный заряд.

В этом доказательстве мы покажем, что уравнение ${ displaystyle nabla cdot mathbf {E} = { dfrac { rho} { varepsilon _ {0}}}}$ эквивалентно уравнению ${ displaystyle nabla cdot mathbf {D} = rho _ { mathrm {free}}}$ Обратите внимание, что мы имеем дело только с дифференциальными формами, а не с интегральными формами, но этого достаточно, поскольку дифференциальная и интегральная формы эквивалентны в каждом случае по теореме о дивергенции. Мы представляем плотность поляризации п, которая имеет следующее отношение к E и D: ${ Displaystyle mathbf {D} = varepsilon _ {0} mathbf {E} + mathbf {P}}$ и следующее отношение к связанному заряду: ${ displaystyle rho _ { mathrm {bound}} = - nabla cdot mathbf {P}}$ Теперь рассмотрим три уравнения: ${ displaystyle { begin {align} rho _ { mathrm {bound}} & = nabla cdot (- mathbf {P}) rho _ { mathrm {free}} & = nabla cdot mathbf {D} rho & = nabla cdot ( varepsilon _ {0} mathbf {E}) end {выравнивается}}}$ Ключевым моментом является то, что сумма первых двух уравнений является третьим уравнением. Это завершает доказательство: первое уравнение истинно по определению, и, следовательно, второе уравнение истинно. если и только если третье уравнение верно. Итак, второе и третье уравнения эквивалентны, что мы и хотели доказать.

Уравнение для линейных материалов

В однородный, изотропный, недисперсный, линейные материалы, существует простая связь между E иD:

${ Displaystyle mathbf {D} = varepsilon mathbf {E}}$

куда ε это диэлектрическая проницаемость материала. В случае вакуум (он же свободное место), ε = ε₀. В этих условиях закон Гаусса изменяется на

${ displaystyle Phi _ {E} = { frac {Q _ { mathrm {бесплатно}}} { varepsilon}}}$

для интегральной формы и

${ displaystyle nabla cdot mathbf {E} = { frac { rho _ { mathrm {free}}} { varepsilon}}}$

для дифференциальной формы.

Интерпретации

Эта секция может содержать повторяющийся или повторяющийся текст в другом месте статьи. Пожалуйста помоги Улучши это путем объединения похожего текста или удаления повторяющихся утверждений. (Сентябрь 2016 г.)

С точки зрения силовых полей

Теорема Гаусса может быть интерпретирована в терминах силовых линий поля следующим образом:

Поток через замкнутую поверхность зависит как от величины, так и от направления силовых линий электрического поля, проникающих через поверхность. Обычно положительный поток определяется этими линиями, покидающими поверхность, а отрицательный - линиями, входящими в эту поверхность. В результате положительные заряды вызывают положительный поток, а отрицательные заряды создают отрицательный поток. Эти силовые линии электрического поля будут расширяться до бесконечности, уменьшаясь в силе в один раз по мере удаления от источника заряда в квадрате. Чем больше количество силовых линий, исходящих от заряда, тем больше величина заряда, и чем ближе друг к другу силовые линии, тем больше величина электрического поля. Это имеет естественный результат, когда электрическое поле становится слабее по мере удаления от заряженной частицы, но площадь поверхности также увеличивается, так что результирующее электрическое поле, выходящее из этой частицы, остается прежним. Другими словами, замкнутый интеграл электрического поля и скалярное произведение производной площади будут равны заключенному чистому заряду, деленному на диэлектрическую проницаемость свободного пространства.

Связь с законом Кулона

Вывод закона Гаусса из закона Кулона

Строго говоря, закон Гаусса нельзя вывести из Закон Кулона в одиночку, так как закон Кулона дает электрическое поле из-за индивидуального точечный заряд Только. Однако закон Гаусса может быть доказанным из закона Кулона, если предположить, кроме того, что электрическое поле подчиняется принцип суперпозиции. Принцип суперпозиции гласит, что результирующее поле представляет собой векторную сумму полей, генерируемых каждой частицей (или интеграл, если заряды равномерно распределены в пространстве).

Схема доказательства

Закон Кулона утверждает, что электрическое поле из-за стационарного точечный заряд является: ${ displaystyle mathbf {E} ( mathbf {r}) = { frac {q} {4 pi varepsilon _ {0}}} { frac { mathbf {e} _ {r}} {r ^ {2}}}}$ куда ер радиальный единичный вектор, р это радиус, |р|, ε0 это электрическая постоянная, q - заряд частицы, предположительно находящейся на источник. Используя выражение из закона Кулона, получаем полное поле при р с помощью интеграла для суммирования поля при р из-за бесконечно малых зарядов в каждой другой точке s в космосе, чтобы дать ${ displaystyle mathbf {E} ( mathbf {r}) = { frac {1} {4 pi varepsilon _ {0}}} int { frac { rho ( mathbf {s}) ( mathbf {r} - mathbf {s})} {| mathbf {r} - mathbf {s} | ^ {3}}} , mathrm {d} ^ {3} mathbf {s}}$ куда ρ - плотность заряда. Если взять расходимость обеих частей этого уравнения относительно р, и воспользуемся известной теоремой[8] ${ displaystyle nabla cdot left ({ frac { mathbf {r}} {| mathbf {r} | ^ {3}}} right) = 4 pi delta ( mathbf {r}) }$ куда δ(р) это Дельта-функция Дирака, результат ${ displaystyle nabla cdot mathbf {E} ( mathbf {r}) = { frac {1} { varepsilon _ {0}}} int rho ( mathbf {s}) , delta ( mathbf {r} - mathbf {s}) , mathrm {d} ^ {3} mathbf {s}}$ С использованием "просеивание собственности"дельта-функции Дирака, мы приходим к ${ displaystyle nabla cdot mathbf {E} ( mathbf {r}) = { frac { rho ( mathbf {r})} { varepsilon _ {0}}},}$ что является дифференциальной формой закона Гаусса.

Поскольку закон Кулона применим только к стационарным зарядам, нет оснований ожидать, что закон Гаусса будет выполняться для движущихся зарядов, основанных только на этом выводе. Фактически, закон Гаусса действительно выполняется для движущихся зарядов, и в этом отношении закон Гаусса является более общим, чем закон Кулона.

Доказательство (без дельты Дирака)

Позволять ${ Displaystyle Omega substeq R ^ {3}}$ - ограниченное открытое множество, и ${ displaystyle mathbf {E} _ {0} ( mathbf {r}) = { frac {1} {4 pi varepsilon _ {0}}} int _ { Omega} rho ( mathbf {r} ') { frac { mathbf {r} - mathbf {r}'} { left | mathbf {r} - mathbf {r} ' right | ^ {3}}} mathop { mathrm {d} mathbf {r} '} Equiv { frac {1} {4 pi varepsilon _ {0}}} int _ { Omega} e ( mathbf {r, mathbf {r} '}) { mathrm {d} mathbf {r}'}}$ быть электрическим полем, с ${ displaystyle rho ( mathbf {r} ')}$ непрерывная функция (плотность заряда). Это правда для всех ${ Displaystyle mathbf {r} neq mathbf {r '}}$ который ${ displaystyle nabla _ { mathbf {r}} cdot mathbf {e} ( mathbf {r, r '}) = 0}$. Рассмотрим теперь компакт ${ Displaystyle V substeq R ^ {3}}$ иметь кусочно гладкая граница ${ displaystyle partial V}$ такой, что ${ Displaystyle Omega cap V = emptyset}$. Следует, что ${ Displaystyle е ( mathbf {г, mathbf {r} '}) в C ^ {1} (V times Omega)}$ Итак, для теоремы о расходимости: ${ displaystyle oint _ { partial V} mathbf {E} _ {0} cdot d mathbf {S} = int _ {V} mathbf { nabla} cdot mathbf {E} _ { 0} , dV}$ Но потому что ${ Displaystyle е ( mathbf {г, mathbf {r} '}) в C ^ {1} (V times Omega)}$, ${ Displaystyle mathbf { nabla} cdot mathbf {E} _ {0} ( mathbf {r}) =}$ ${ displaystyle { frac {1} {4 pi varepsilon _ {0}}} int _ { Omega} nabla _ { mathbf {r}} cdot e ( mathbf {r, mathbf { r} '}) { mathrm {d} mathbf {r}'}}$ = 0 для аргумента выше ( ${ Displaystyle Omega cap V = emptyset подразумевает forall mathbf {r} in V forall mathbf {r '} in Omega mathbf {r} neq mathbf { р'} }$ а потом ${ displaystyle nabla _ { mathbf {r}} cdot mathbf {e} ( mathbf {r, r '}) = 0}$) Следовательно, поток через замкнутую поверхность, генерируемый некоторой плотностью заряда снаружи (поверхности), равен нулю. Теперь рассмотрим ${ displaystyle mathbf {r} _ {0} in Omega}$, и ${ Displaystyle B_ {R} ( mathbf {r} _ {0}) substeq Omega}$ как сфера с центром в ${ displaystyle mathbf {r} _ {0}}$ имея ${ displaystyle R}$ как радиус (он существует, потому что ${ displaystyle Omega}$ - открытый набор). Позволять ${ displaystyle mathbf {E} _ {B_ {R}}}$ и ${ displaystyle mathbf {E} _ {C}}$ - электрическое поле, создаваемое внутри и вне сферы соответственно. Потом, ${ displaystyle mathbf {E} _ {B_ {R}}}$ = ${ displaystyle { frac {1} {4 pi varepsilon _ {0}}} int _ {B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})} e ( mathbf {r, mathbf {r} '}) { mathrm {d} mathbf {r}'}}$, ${ displaystyle mathbf {E} _ {C}}$ = ${ displaystyle { frac {1} {4 pi varepsilon _ {0}}} int _ { Omega setminus B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})} e ( mathbf { г, mathbf {r} '}) { mathrm {d} mathbf {r}'}}$ и ${ displaystyle mathbf {E} _ {B_ {R}}}$ + ${ displaystyle mathbf {E} _ {C}}$ = ${ displaystyle mathbf {E} _ {0}}$ ${ Displaystyle Phi (R) = oint _ { partial B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})} mathbf {E} _ {0} cdot d mathbf {S} = oint _ { partial B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})} mathbf {E} _ {B_ {R}} cdot d mathbf {S} + oint _ { partial B_ { R} ( mathbf {r} _ {0})} mathbf {E} _ {C} cdot d mathbf {S} = oint _ { partial B_ {R} ( mathbf {r} _ { 0})} mathbf {E} _ {B_ {R}} cdot d mathbf {S}}$ Последнее равенство следует из того, что ${ displaystyle ( Omega setminus B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})) cap B_ {R} ( mathbf {r} _ {0}) = emptyset}$, и аргумент выше. RHS - это электрический поток, создаваемый заряженной сферой, и поэтому: ${ Displaystyle Phi (R) = { frac {Q (R)} { varepsilon _ {0}}} = { frac {1} { varepsilon _ {0}}}}$ ${ displaystyle int _ {B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})} rho ( mathbf {r} ') { mathrm {d} mathbf {r}'} = { frac {1} { varepsilon _ {0}}} rho ( mathbf {r} '_ {c}) | B_ {R} ( mathbf {r} _ {0}) | with r'_ {c} in B_ {R} ( mathbf {r} _ {0})}$ Где последнее равенство следует из теоремы о среднем для интегралов. С использованием теорема сжатия и непрерывность ${ displaystyle rho}$, прибытие: ${ displaystyle mathbf { nabla} cdot mathbf {E} _ {0} ( mathbf {r} _ {0}) = lim _ {R to 0} { frac {1} {| B_ {R} ( mathbf {r} _ {0}) |}} Phi (R) = { frac {1} { varepsilon _ {0}}} rho ( mathbf {r} _ {0} )}$

Вывод закона Кулона из закона Гаусса

Строго говоря, закон Кулона не может быть выведен только из закона Гаусса, поскольку закон Гаусса не дает никакой информации относительно завиток из E (видеть Разложение Гельмгольца и Закон Фарадея). Однако закон Кулона может быть доказанным из закона Гаусса, если предположить, кроме того, что электрическое поле от точечный заряд является сферически симметричным (это предположение, как и сам закон Кулона, в точности верно, если заряд неподвижен, и приблизительно верно, если заряд находится в движении).

Схема доказательства

Принимая S в интегральной форме закона Гаусса быть сферической поверхностью радиуса р, с центром в точечном заряде Q, у нас есть ${ displaystyle oint _ {S} mathbf {E} cdot d mathbf {A} = { frac {Q} { varepsilon _ {0}}}}$ По предположению сферической симметрии подынтегральное выражение является константой, которую можно вынести из интеграла. Результат ${ displaystyle 4 pi r ^ {2} { hat { mathbf {r}}} cdot mathbf {E} ( mathbf {r}) = { frac {Q} { varepsilon _ {0} }}}$ куда р это единичный вектор направлен радиально от заряда. Опять же по сферической симметрии, E указывает в радиальном направлении, и поэтому мы получаем ${ displaystyle mathbf {E} ( mathbf {r}) = { frac {Q} {4 pi varepsilon _ {0}}} { frac { hat { mathbf {r}}} {r ^ {2}}}}$ что по существу эквивалентно закону Кулона. Таким образом закон обратных квадратов зависимость электрического поля в законе Кулона следует из закона Гаусса.

Смотрите также

Статьи о
Электромагнетизм
Электричество Магнетизм История Учебники
Электростатика Электрический заряд Закон Кулона Дирижер Плотность заряда Разрешающая способность Электрический дипольный момент Электрическое поле Электрический потенциал Электрический поток / потенциальная энергия Электростатический разряд Закон Гаусса Индукция Изолятор Плотность поляризации Статичное электричество Трибоэлектричество
Магнитостатика Закон Ампера Закон Био – Савара Закон Гаусса для магнетизма Магнитное поле Магнитный поток Магнитный дипольный момент Магнитная проницаемость Магнитный скалярный потенциал Намагничивание Магнитодвижущая сила Правило правой руки
Электродинамика Закон силы Лоренца Электромагнитная индукция Закон Фарадея Закон Ленца Ток смещения Магнитный векторный потенциал Уравнения Максвелла Электромагнитное поле Электромагнитный импульс Электромагнитное излучение Тензор Максвелла Вектор Пойнтинга Потенциал Льенара – Вихерта Уравнения Ефименко Вихревой ток Уравнения Лондона Математические описания электромагнитного поля
Электрическая сеть Переменный ток Емкость Постоянный ток Электрический ток Электролиз Плотность тока Джоулевое нагревание Электродвижущая сила Импеданс Индуктивность Закон Ома Параллельная схема Сопротивление Резонансные полости Последовательная схема Напряжение Волноводы
Ковариантная формулировка Электромагнитный тензор (тензор энергии-импульса) Четырехтоковый Электромагнитный четырехпотенциальный
Ученые Ампер Биот Кулон Дэви Эйнштейн Фарадей Физо Гаусс Хевисайд Генри Герц Джоуль Ленц Лоренц Максвелл Ørsted Ом Ричи Savart Певица Тесла Вольта Вебер
v т е

• Способ оплаты имиджа
• Теорема единственности для уравнения Пуассона

Примечания

Цитаты

Рекомендации

• Гаусс, Карл Фридрих (1867). Werke Band 5. Цифровая версия
• Джексон, Джон Дэвид (1998). Классическая электродинамика (3-е изд.). Нью-Йорк: Вили. ISBN 0-471-30932-X. Дэвид Дж. Гриффитс (6-е изд.)

внешняя ссылка

• Серия видеолекций Массачусетского технологического института (30 лекций по 50 минут) - Электричество и магнетизм Преподает профессор Уолтер Левин.
• раздел о законе Гаусса в онлайн-учебнике
• МИСН-0-132 Закон Гаусса для сферической симметрии (PDF файл) Питера Сигнелла для Проект PHYSNET.
• МИСН-0-133 Закон Гаусса в применении к цилиндрическим и планарным распределениям заряда (PDF-файл) Питера Сигнелла для Проект PHYSNET.