Hukum Gauss

Dalam fizik (khususnya keelektromagnetan), Hukum Gauss (Jawi: ‏حكوم ڬاوس‎‎), juga dikenali sebagai teorem fluks Gauss (atau kadang kala teorem Gauss), ialah salah satu persamaan Maxwell. Ia aplikasi teorem kecapahan, dan ia mengaitkan pengagihan cas elektrik dengan medan elektrik yang terhasil.

Takrifan

Dalam bentuk kamirannya, hukum ini menyatakan bahawa fluks medan elektrik yang keluar dari sebarang permukaan tertutup adalah berkadar terus dengan caj elektrik yang dikelilingi oleh permukaan tersebut, tanpa mengira bagaimana caj tersebut diedarkan. Walaupun hukum ini sahaja tidak mencukupi untuk menentukan medan elektrik merentasi permukaan yang mengelilingi sebarang pengedaran caj, ini mungkin boleh dilakukan dalam kes-kes di mana simetri memaksa keseragaman medan. Di tempat yang tiada simetri seperti itu, hukum Gauss boleh digunakan dalam bentuk pembezaannya, yang menyatakan bahawa pencapahan medan elektrik berkadar dengan ketumpatan caj tempatan.

Hukum ini pertama kali dirumuskan^[1] oleh Joseph-Louis Lagrange pada tahun 1773,^[2] diikuti oleh Carl Friedrich Gauss pada tahun 1835,^[3] kedua-duanya dalam konteks tarikan elipsoid. Ia merupakan salah satu daripada persamaan Maxwell, yang membentuk asas bagi elektrodinamik klasik. Hukum Gauss boleh digunakan untuk menghasilkan hukum Coulomb,^[4] dan sebaliknya.

Penerangan kualitatif

Dalam bentuk kata-kata, hukum Gauss menyatakan bahawa:

Fluks elektrik bersih melalui mana-mana permukaan tertutup andaian adalah sama dengan

1/ ε 0

kali caj elektrik bersih yang dilingkungi oleh permukaan tertutup tersebut. Permukaan tertutup ini juga dirujuk sebagai permukaan Gaussian.^[5]

Hukum Gauss mempunyai persamaan matematik yang rapat dengan beberapa hukum dalam bidang fizik lain, seperti hukum Gauss untuk kemagnetan dan hukum Gauss untuk graviti. Sebenarnya, mana-mana hukum kuasa dua songsang boleh dirumuskan dengan cara yang serupa dengan hukum Gauss: contohnya, hukum Gauss itu sendiri pada dasarnya adalah setara dengan hukum Coulomb, dan hukum Gauss untuk graviti pada dasarnya adalah setara dengan hukum graviti Newton, yang kedua-duanya adalah hukum kuasa dua songsang.

Hukum ini boleh dinyatakan secara matematik menggunakan kalkulus vektor dalam bentuk kamiran dan bentuk pembezaan; kedua-duanya adalah setara kerana ia berkaitan dengan teorem kecapahan, yang juga dikenali sebagai teorem Gauss. Setiap bentuk ini seterusnya juga boleh dinyatakan dengan dua cara: Dalam bentuk hubungan antara medan elektrik $E$ dan jumlah caj elektrik, atau dalam bentuk medan sesaran elektrik $D$ dan caj elektrik bebas.^[6]

Persamaan yang melibatkan medan $E$

Hukum Gauss boleh dinyatakan menggunakan sama ada medan elektrik $E$ atau medan sesaran elektrik $D$ . Seksyen ini menunjukkan beberapa bentuk menggunakan $E$ ; bentuk yang menggunakan $D$ disediakan di bawah, begitu juga dengan bentuk-bentuk lain yang menggunakan $E$ .

Bentuk kamiran

Fluks elektrik melalui permukaan sewenang-wenangnya adalah berkadar dengan jumlah cas yang disertakan oleh permukaan.

Tiada caj yang dilingkungi oleh sfera tersebut. Fluks elektrik melalui permukaannya adalah sifar.

Hukum Gauss boleh dinyatakan sebagai: ^[6]

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

iaitu $Φ E$ ialah fluks elektrik melalui permukaan tertutup S yang melampirkan sebarang isipadu $V$ , $Q$ ialah jumlah cas yang disertakan dalam $V$ , dan $ε 0$ ialah pemalar elektrik. Fluks elektrik $Φ E$ ditakrifkan sebagai kamiran permukaan medan elektrik:

\Phi _{E}=

$\oiint$

\scriptstyle _{S}

\mathbf {E} \cdot \mathrm {d} \mathbf {A}

dengan $E$ ialah medan elektrik, $d A$ ialah vektor yang mewakili unsur infinitesimal bagi luas permukaan,^{[note 1]} dan $\cdot$ mewakili hasil darab titik dua vektor.

Dalam ruang masa melengkung, fluks medan elektromagnet melalui permukaan tertutup dinyatakan sebagai

\Phi _{E}=c

$\oiint$

\scriptstyle _{S}

F^{\kappa 0}{\sqrt {-g}}\,\mathrm {d} S_{\kappa }

iaitu $c$ ialah kelajuan cahaya; $F^{\kappa 0}$ menandakan komponen masa tensor elektromagnet; $g$ ialah penentu tensor metrik; $\mathrm {d} S_{\kappa }=\mathrm {d} S^{ij}=\mathrm {d} x^{i}\mathrm {d} x^{j}$ ialah unsur ortonormal permukaan dua dimensi yang mengelilingi cas $Q$ ; indeks $i,j,\kappa =1,2,3$ dan tidak sepadan antara satu sama lain. ^[8]

Memandangkan fluks ditakrifkan sebagai kamiran medan elektrik, ungkapan hukum Gauss ini dipanggil bentuk kamiran.

Dalam masalah yang melibatkan konduktor yang ditetapkan pada potensi yang diketahui, potensi yang jauh daripadanya diperoleh dengan menyelesaikan persamaan Laplace, sama ada secara analitik atau berangka. Medan elektrik kemudiannya dikira sebagai kecerunan negatif potensi. Hukum Gauss memungkinkan untuk mencari taburan cas elektrik: Caj di mana-mana kawasan tertentu konduktor boleh disimpulkan dengan menyepadukan medan elektrik untuk mencari fluks melalui kotak kecil yang sisinya berserenjang dengan permukaan konduktor dan dengan menyatakan bahawa medan elektrik berserenjang dengan permukaan, dan sifar di dalam konduktor.

Masalah sebaliknya, apabila pengagihan cas elektrik diketahui dan medan elektrik mesti dikira, adalah lebih sukar. Jumlah fluks melalui permukaan tertentu memberikan sedikit maklumat tentang medan elektrik, dan boleh masuk dan keluar dari permukaan dalam corak rumit yang sebarang.

Pengecualian adalah jika terdapat beberapa simetri dalam masalah, yang memberi mandat bahawa medan elektrik melalui permukaan dengan cara yang seragam. Kemudian, jika jumlah fluks diketahui, medan itu sendiri boleh disimpulkan pada setiap titik. Contoh umum simetri yang sesuai dengan hukum Gauss termasuk: simetri silinder, simetri planar dan simetri sfera. Lihat artikel permukaan Gaussian untuk contoh di mana simetri ini dieksploitasi untuk mengira medan elektrik.

Bentuk pembezaan

Dengan teorem kecapahan, hukum Gauss boleh ditulis secara alternatif dalam bentuk pembezaan: $\nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}$

di mana $\nabla \cdot E$ ialah kecapahan medan elektrik, $ε 0$ ialah ketelusan vakum dan ρ ialah jumlah ketumpatan cas isipadu (cas per unit isipadu).

Persamaan bentuk kamiran dan pembezaan

Bentuk kamiran dan pembezaan adalah setara secara matematik, dengan teorem kecapahan. Berikut adalah hujah yang lebih khusus.

Rangka pembuktian

Bentuk kamiran hukum Gauss ialah:

$\oiint$

{\scriptstyle _{S}}

\mathbf {E} \cdot \mathrm {d} \mathbf {A}

={\frac {Q}{\varepsilon _{0}}}

untuk sebarang permukaan tertutup $S$ yang mengandungi cas $Q$ . Dengan teorem kecapahan, persamaan ini bersamaan dengan:

$\iiint _{V}\nabla \cdot \mathbf {E} \,\mathrm {d} V={\frac {Q}{\varepsilon _{0}}}$

untuk sebarang isi padu $V$ yang mengandungi cas $Q$ . Dengan hubungan antara cas dan ketumpatan cas, persamaan ini bersamaan dengan: $\iiint _{V}\nabla \cdot \mathbf {E} \,\mathrm {d} V=\iiint _{V}{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}\,\mathrm {d} V$ untuk sebarang isi padu $V$ . Agar persamaan ini menjadi secara serentak untuk setiap isi padu yang mungkin $V$ , adalah perlu (dan mencukupi) untuk yang dikamir adalah sama di mana-mana. Oleh itu, persamaan ini bersamaan dengan:

$\nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}.$ Oleh itu, bentuk kamiran dan pembezaan adalah setara.

Persamaan yang melibatkan medan $D$

Cas bebas, terikat dan

Cas elektrik yang timbul dalam situasi asas dalam buku teks biasanya akan dikelaskan sebagai "cas bebas" — contohnya, cas yang dipindahkan dalam elektrik statik, atau caj pada plat kapasitor. Sebaliknya, "cas terikat" hanya timbul dalam konteks bahan dielektrik (boleh dikutub). (Semua bahan boleh dikutub hingga tahap tertentu.) Apabila bahan seperti itu diletakkan dalam medan elektrik luaran, elektron kekal terikat pada atom masing-masing, tetapi bergerak sedikit dalam respons kepada medan tersebut, sehingga ia lebih terletak pada satu sisi atom berbanding sisi yang lain. Semua peralihan mikroskopik ini akan terkumpul untuk memberikan pengagihan cas bersih makroskopik, dan ini membentuk "cas terikat".

Walaupun secara mikroskopik semua cas adalah sama pada asasnya, terdapat alasan praktikal untuk menganggap cas terikat berbeza daripada cas bebas. Hasilnya, hukum Gauss yang lebih asas, dalam bentuk $E$ (di atas), kadang kala dipersembahkan dalam bentuk yang setara di bawah, yang berdasarkan $D$ dan cas bebas sahaja.

Bentuk kamiran

Perumusan hukum Gauss ini menyatakan jumlah bentuk cas:

$\Phi _{D}=Q_{\mathrm {bebas} }$

iaitu $Φ D$ ialah fluks medan $D$ melalui permukaan $S$ yang merangkumi isipadu $V$ , dan $Q bebas$ ialah cas percuma yang terkandung dalam $V$ . Fluks $Φ D$ ditakrifkan secara analog dengan fluks $Φ E$ medan elektrik $E$ melalui $S$ :

\Phi _{D}=

$\oiint$

{\scriptstyle _{S}}

\mathbf {D} \cdot \mathrm {d} \mathbf {A}

Bentuk pembezaan

Bentuk pembezaan hukum Gauss, yang melibatkan caj percuma sahaja, menyatakan: $\nabla \cdot \mathbf {D} =\rho _{\mathrm {bebas} }$

di mana $\nabla \cdot D$ ialah kecapahan medan sesaran elektrik, dan $ρ bebas$ ialah ketumpatan cas elektrik percuma.

Kesetaraan penyata cas keseluruhan dan bebas

Bukti bahawa rumusan hukum Gauss dari segi cas bebas adalah bersamaan dengan rumusan yang melibatkan jumlah cas.

Dalam bukti ini, kami akan menunjukkan bahawa persamaan $\nabla \cdot \mathbf {E} ={\dfrac {\rho }{\varepsilon _{0}}}$ adalah bersamaan dengan persamaan $\nabla \cdot \mathbf {D} =\rho _{\mathrm {bebas} }$ Perhatikan bahawa kita hanya berurusan dengan bentuk pembezaan, bukan bentuk kamiran, tetapi itu sudah memadai kerana bentuk pembezaan dan kamiran adalah setara dalam setiap kes, dengan teorem kecapahan.

Kami memperkenalkan ketumpatan pengutuban $P$ , yang mempunyai hubungan berikut dengan $E$ dan $D$ : $\mathbf {D} =\varepsilon _{0}\mathbf {E} +\mathbf {P}$ dan perkaitan berikut dengan cas terikat: $\rho _{\mathrm {terikat} }=-\nabla \cdot \mathbf {P}$ Sekarang, pertimbangkan tiga persamaan: ${\begin{aligned}\rho _{\mathrm {terikat} }&=\nabla \cdot (-\mathbf {P} )\\\rho _{\mathrm {bebas} }&=\nabla \cdot \mathbf {D} \\\rho &=\nabla \cdot (\varepsilon _{0}\mathbf {E} )\end{aligned}}$ Wawasan utama ialah jumlah dua persamaan pertama ialah persamaan ketiga. Ini melengkapkan bukti: Persamaan pertama adalah benar mengikut takrifan, dan oleh itu persamaan kedua adalah benar jika dan hanya jika persamaan ketiga adalah benar. Jadi persamaan kedua dan ketiga adalah setara, itulah yang kami ingin buktikan.

Persamaan untuk bahan linear

Dalam bahan homogen, isotropik, tidak bersepah, linear, terdapat hubungan mudah antara $E$ dan $D$ :

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

di mana ε ialah ketelusan bahan. Untuk kes vakum (aka ruang bebas), $ε = ε 0$ . Di bawah keadaan ini, hukum Gauss mengubah suai kepada

$\Phi _{E}={\frac {Q_{\mathrm {bebas} }}{\varepsilon }}$

untuk bentuk kamiran, dan

$\nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{\mathrm {bebas} }}{\varepsilon }}$

untuk bentuk pembezaan.

Kaitan dengan hukum Coulomb

Menerbitkan hukum Gauss daripada hukum Coulomb

Tegasnya, hukum Gauss tidak boleh diperoleh daripada hukum Coulomb sahaja, kerana hukum Coulomb memberikan medan elektrik disebabkan oleh individu, cas titik elektrostatik sahaja. Walau bagaimanapun, hukum Gauss boleh dibuktikan daripada hukum Coulomb jika diandaikan, sebagai tambahan, bahawa medan elektrik mematuhi prinsip superposisi. Prinsip superposisi menyatakan bahawa medan yang terhasil ialah jumlah vektor medan yang dijana oleh setiap zarah (atau kamiran, jika cas diedarkan dengan lancar dalam ruang).

Rangka pembuktian

Hukum Coulomb menyatakan bahawa medan elektrik yang disebabkan oleh pegun cas titik adalah: $\mathbf {E} (\mathbf {r} )={\frac {q}{4\pi \varepsilon _{0}}}{\frac {\mathbf {e} _{r}}{r^{2}}}$ where

$e r$ ialah vektor unit jejarian,
$r$ ialah jejari, $| r |$ ,
$ε 0$ ialah pemalar elektrik,
$q$ ialah cas zarah, yang diandaikan terletak di asalan.

Menggunakan ungkapan daripada hukum Coulomb, kita mendapat jumlah medan di $r$ dengan menggunakan kamiran untuk menjumlahkan medan di $r$ disebabkan oleh cas infinitesimal pada satu sama lain $s$ dalam satu ruang, untuk memberi $\mathbf {E} (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int {\frac {\rho (\mathbf {s} )(\mathbf {r} -\mathbf {s} )}{|\mathbf {r} -\mathbf {s} |^{3}}}\,\mathrm {d} ^{3}\mathbf {s}$ iaitu $ρ$ ialah ketumpatan cas. Jika kita mengambil perbezaan kedua-dua belah persamaan ini berkenaan dengan r, dan gunakan teorem yang diketahui^[9]

$\nabla \cdot \left({\frac {\mathbf {r} }{|\mathbf {r} |^{3}}}\right)=4\pi \delta (\mathbf {r} )$ iaitu $δ (r)$ ialah fungsi delta Dirac, hasilnya ialah $\nabla \cdot \mathbf {E} (\mathbf {r} )={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}\int \rho (\mathbf {s} )\,\delta (\mathbf {r} -\mathbf {s} )\,\mathrm {d} ^{3}\mathbf {s}$

Menggunakan "sifat menapis" fungsi delta Dirac, kami tiba di $\nabla \cdot \mathbf {E} (\mathbf {r} )={\frac {\rho (\mathbf {r} )}{\varepsilon _{0}}},$ yang merupakan bentuk pembezaan hukum Gauss, seperti yang dikehendaki.

Memandangkan hukum Coulomb hanya terpakai kepada cas pegun, tidak ada sebab untuk mengharapkan hukum Gauss untuk menahan cas bergerak berdasarkan terbitan ini sahaja. Malah, hukum Gauss memang berlaku untuk pertuduhan bergerak, dan, dalam hal ini, hukum Gauss adalah lebih umum daripada hukum Coulomb.

Bukti (tanpa Delta Dirac)

Jadikan $\Omega \subseteq R^{3}$ menjadi set terbuka terhad, dan $\mathbf {E} _{0}(\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{\Omega }\rho (\mathbf {r} '){\frac {\mathbf {r} -\mathbf {r} '}{\left\|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right\|^{3}}}\mathrm {d} \mathbf {r} '\equiv {\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{\Omega }e(\mathbf {r,\mathbf {r} '} ){\mathrm {d} \mathbf {r} '}$ menjadi medan elektrik, dengan $\rho (\mathbf {r} ')$ fungsi berterusan (ketumpatan cas).

Ia adalah benar untuk semua $\mathbf {r} \neq \mathbf {r'}$ maka $\nabla _{\mathbf {r} }\cdot \mathbf {e} (\mathbf {r,r'} )=0$ .

Pertimbangkan sekarang set padat $V\subseteq R^{3}$ mempunyai sempadan licin cebis demi cebis $\partial V$ supaya $\Omega \cap V=\emptyset$ . Ia mengikuti $e(\mathbf {r,\mathbf {r} '} )\in C^{1}(V\times \Omega )$ dan sebagainya, untuk teorem pencapahan:

$\oint _{\partial V}\mathbf {E} _{0}\cdot d\mathbf {S} =\int _{V}\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {E} _{0}\,dV$

But because $e(\mathbf {r,\mathbf {r} '} )\in C^{1}(V\times \Omega )$ ,

$\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {E} _{0}(\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{\Omega }\nabla _{\mathbf {r} }\cdot e(\mathbf {r,\mathbf {r} '} ){\mathrm {d} \mathbf {r} '}=0$ untuk hujah di atas ( $\Omega \cap V=\emptyset \implies \forall \mathbf {r} \in V\ \ \forall \mathbf {r'} \in \Omega \ \ \ \mathbf {r} \neq \mathbf {r'}$ dan then $\nabla _{\mathbf {r} }\cdot \mathbf {e} (\mathbf {r,r'} )=0$ )

Oleh itu fluks melalui permukaan tertutup yang dihasilkan oleh beberapa ketumpatan cas di luar (permukaan) adalah batal.

Sekarang pertimbangkan $\mathbf {r} _{0}\in \Omega$ , dan $B_{R}(\mathbf {r} _{0})\subseteq \Omega$ sebagai sfera berpusat di $\mathbf {r} _{0}$ mempunyai $R$ sebagai jejari (ia wujud kerana $\Omega$ adalah set terbuka).

Biarkan $\mathbf {E} _{B_{R}}$ dan $\mathbf {E} _{C}$ menjadi medan elektrik yang dicipta di dalam dan di luar sfera masing-masing. Kemudian,

\mathbf {E} _{B_{R}}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{B_{R}(\mathbf {r} _{0})}e(\mathbf {r,\mathbf {r} '} ){\mathrm {d} \mathbf {r} '}

,

\mathbf {E} _{C}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{\Omega \setminus B_{R}(\mathbf {r} _{0})}e(\mathbf {r,\mathbf {r} '} ){\mathrm {d} \mathbf {r} '}

dan

\mathbf {E} _{B_{R}}+\mathbf {E} _{C}=\mathbf {E} _{0}

$\Phi (R)=\oint _{\partial B_{R}(\mathbf {r} _{0})}\mathbf {E} _{0}\cdot d\mathbf {S} =\oint _{\partial B_{R}(\mathbf {r} _{0})}\mathbf {E} _{B_{R}}\cdot d\mathbf {S} +\oint _{\partial B_{R}(\mathbf {r} _{0})}\mathbf {E} _{C}\cdot d\mathbf {S} =\oint _{\partial B_{R}(\mathbf {r} _{0})}\mathbf {E} _{B_{R}}\cdot d\mathbf {S}$

Persamaan terakhir diikuti dengan memerhatikan $(\Omega \setminus B_{R}(\mathbf {r} _{0}))\cap B_{R}(\mathbf {r} _{0})=\emptyset$ , dan hujah di atas.

Sebelah kanan ialah fluks elektrik yang dihasilkan oleh sfera bercas, dan sebagainya:

$\Phi (R)={\frac {Q(R)}{\varepsilon _{0}}}={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}\int _{B_{R}(\mathbf {r} _{0})}\rho (\mathbf {r} '){\mathrm {d} \mathbf {r} '}={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}\rho (\mathbf {r} '_{c})|B_{R}(\mathbf {r} _{0})|$ with $r'_{c}\in \ B_{R}(\mathbf {r} _{0})$

Iaitu kesamaan terakhir diikuti dengan teorem nilai min untuk kamiran. Menggunakan teorem himpitan dan kesinambungan $\rho$ , maka kini:

$\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {E} _{0}(\mathbf {r} _{0})=\lim _{R\to 0}{\frac {1}{|B_{R}(\mathbf {r} _{0})|}}\Phi (R)={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}\rho (\mathbf {r} _{0})$

Menerbitkan hukum Coulomb daripada hukum Gauss

Tegasnya, hukum Coulomb tidak boleh diperoleh daripada hukum Gauss sahaja, kerana hukum Gauss tidak memberikan sebarang maklumat mengenai lengkung $E$ (lihat penguraian Helmholtz dan hukum Faraday). Walau bagaimanapun, hukum Coulomb boleh dibuktikan daripada hukum Gauss jika diandaikan, sebagai tambahan, bahawa medan elektrik dari cas titik adalah simetri sfera (andaian ini, seperti hukum Coulomb sendiri, adalah betul-betul benar jika cas itu pegun, dan lebih kurang benar jika cas sedang bergerak).

Rangka pembuktian

Mengambil $S$ dalam bentuk kamiran hukum Gauss menjadi permukaan sfera jejari $r$ , berpusat pada cas titik $Q$ , kita ada

$\oint _{S}\mathbf {E} \cdot d\mathbf {A} ={\frac {Q}{\varepsilon _{0}}}$

Dengan andaian simetri sfera, kamiran dan ialah pemalar yang boleh dikeluarkan daripada kamiran. Hasilnya ialah $4\pi r^{2}{\hat {\mathbf {r} }}\cdot \mathbf {E} (\mathbf {r} )={\frac {Q}{\varepsilon _{0}}}$ iaitu $r̂$ ialah vektor unit menghala secara jejari dari cas. Sekali lagi dengan simetri sfera, $E$ titik dalam arah jejari, dan jadi kita dapat $\mathbf {E} (\mathbf {r} )={\frac {Q}{4\pi \varepsilon _{0}}}{\frac {\hat {\mathbf {r} }}{r^{2}}}$ yang pada asasnya bersamaan dengan hukum Coulomb. Oleh itu, pergantungan hukum kuasa dua songsang medan elektrik dalam hukum Coulomb mengikuti hukum Gauss.

Lihat juga

Catatan

^ Secara lebih khusus, luas tak terhingga dianggap sebagai satah dan dengan luas $d N$ . Vektor $d R$ ialah normal kepada elemen kawasan ini dan mempunyai magnitud $d A$ .^[7]

Petikan

^ Duhem, Pierre (1891). "4". Leçons sur l'électricité et le magnétisme [Lessons on electricity and magnetism] (dalam bahasa Perancis). 1. Paris Gauthier-Villars. m/s. 22–23. OCLC 1048238688. OL 23310906M. Shows that Lagrange has priority over Gauss. Others after Gauss discovered "Gauss's Law", too.
^ Lagrange, Joseph-Louis (1869). Serret, Joseph-Alfred; Darboux, Jean-Gaston (penyunting). "Sur l'attraction des sphéroïdes elliptiques" [On the attraction of elliptical spheroids]. Œuvres de Lagrange: Mémoires extraits des recueils de l'Académie royale des sciences et belles-lettres de Berlin (dalam bahasa Perancis). Gauthier-Villars: 619.
^ Gauss, Carl Friedrich (1877). "Theoria attractionis corporum sphaeroidicorum ellipticorum homogeneorum methodo nova tractata" [The theory of the attraction of homogeneous spheroidal elliptic bodies treated by a new method]. Dalam Schering, Ernst Christian Julius; Brendel, Martin (penyunting). Carl Friedrich Gauss Werke [Works of Carl Friedrich Gauss] (dalam bahasa Latin dan Jerman). 5 (ed. 2nd). Gedruckt in der Dieterichschen Universitätsdruckerei (W.F. Kaestner). m/s. 2–22. Gauss mentions Newton's Principia proposition XCI regarding finding the force exerted by a sphere on a point anywhere along an axis passing through the sphere.
^ Halliday, David; Resnick, Robert (1970). Fundamentals of Physics. John Wiley & Sons. m/s. 452–453.
^ Serway, Raymond A. (1996). Physics for Scientists and Engineers with Modern Physics (ed. 4th). m/s. 687.
^ ^a ^b Grant, I. S.; Phillips, W. R. (2008). Electromagnetism. Manchester Physics (ed. 2nd). John Wiley & Sons. ISBN 978-0-471-92712-9. Ralat petik: Tag <ref> tidak sah, nama "GrantPhillips" digunakan secara berulang dengan kandungan yang berbeza
^ Matthews, Paul (1998). Vector Calculus. Springer. ISBN 3-540-76180-2.
^ Fedosin, Sergey G. (2019). "On the Covariant Representation of Integral Equations of the Electromagnetic Field". Progress in Electromagnetics Research C. 96: 109–122. arXiv:1911.11138. Bibcode:2019arXiv191111138F. doi:10.2528/PIERC19062902.
^ See, for example, Griffiths, David J. (2013). Introduction to Electrodynamics (ed. 4th). Prentice Hall. m/s. 50. or Jackson, John David (1999). Classical Electrodynamics (ed. 3rd). John Wiley & Sons. m/s. 35.

Rujukan

Gauss, Carl Friedrich (1867). Werke Band 5. Digital version
Jackson, John David (1998). Classical Electrodynamics (ed. 3rd). New York: Wiley. ISBN 0-471-30932-X. David J. Griffiths (6th ed.)

Pautan luar

Kategori berkaitan Gauss' Law di Wikimedia Commons
MIT Video Lecture Series (30 x 50 minute lectures)- Electricity and Magnetism Taught by Professor Walter Lewin.
section on Gauss's law in an online textbook Diarkibkan 2010-05-27 di Wayback Machine
MISN-0-132 Gauss's Law for Spherical Symmetry (PDF file) by Peter Signell for Project PHYSNET.
MISN-0-133 Gauss's Law Applied to Cylindrical and Planar Charge Distributions (PDF file) by Peter Signell for Project PHYSNET.

Templat:Carl Friedrich Gauss

[8] Secara lebih khusus, luas tak terhingga dianggap sebagai satah dan dengan luas $d N$ . Vektor $d R$ ialah normal kepada elemen kawasan ini dan mempunyai magnitud $d A$ .^[7]

[1] Duhem, Pierre (1891). "4". Leçons sur l'électricité et le magnétisme [Lessons on electricity and magnetism] (dalam bahasa Perancis). 1. Paris Gauthier-Villars. m/s. 22–23. OCLC 1048238688. OL 23310906M. Shows that Lagrange has priority over Gauss. Others after Gauss discovered "Gauss's Law", too.

[2] Lagrange, Joseph-Louis (1869). Serret, Joseph-Alfred; Darboux, Jean-Gaston (penyunting). "Sur l'attraction des sphéroïdes elliptiques" [On the attraction of elliptical spheroids]. Œuvres de Lagrange: Mémoires extraits des recueils de l'Académie royale des sciences et belles-lettres de Berlin (dalam bahasa Perancis). Gauthier-Villars: 619.

[3] Gauss, Carl Friedrich (1877). "Theoria attractionis corporum sphaeroidicorum ellipticorum homogeneorum methodo nova tractata" [The theory of the attraction of homogeneous spheroidal elliptic bodies treated by a new method]. Dalam Schering, Ernst Christian Julius; Brendel, Martin (penyunting). Carl Friedrich Gauss Werke [Works of Carl Friedrich Gauss] (dalam bahasa Latin dan Jerman). 5 (ed. 2nd). Gedruckt in der Dieterichschen Universitätsdruckerei (W.F. Kaestner). m/s. 2–22. Gauss mentions Newton's Principia proposition XCI regarding finding the force exerted by a sphere on a point anywhere along an axis passing through the sphere.

[4] Halliday, David; Resnick, Robert (1970). Fundamentals of Physics. John Wiley & Sons. m/s. 452–453.

[5] Serway, Raymond A. (1996). Physics for Scientists and Engineers with Modern Physics (ed. 4th). m/s. 687.

[GrantPhillips-6] Grant, I. S.; Phillips, W. R. (2008). Electromagnetism. Manchester Physics (ed. 2nd). John Wiley & Sons. ISBN 978-0-471-92712-9. Ralat petik: Tag <ref> tidak sah, nama "GrantPhillips" digunakan secara berulang dengan kandungan yang berbeza

[7] Matthews, Paul (1998). Vector Calculus. Springer. ISBN 3-540-76180-2.

[9] Fedosin, Sergey G. (2019). "On the Covariant Representation of Integral Equations of the Electromagnetic Field". Progress in Electromagnetics Research C. 96: 109–122. arXiv:1911.11138. Bibcode:2019arXiv191111138F. doi:10.2528/PIERC19062902.

[10] See, for example, Griffiths, David J. (2013). Introduction to Electrodynamics (ed. 4th). Prentice Hall. m/s. 50. or Jackson, John David (1999). Classical Electrodynamics (ed. 3rd). John Wiley & Sons. m/s. 35.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[note 1]

[8]

[9]

[7]

Takrifan

Penerangan kualitatif

Persamaan yang melibatkan medan E

Bentuk kamiran

Bentuk pembezaan

Persamaan bentuk kamiran dan pembezaan

Persamaan yang melibatkan medan D

Cas bebas, terikat dan

Bentuk kamiran

Bentuk pembezaan

Kesetaraan penyata cas keseluruhan dan bebas

Persamaan untuk bahan linear

Kaitan dengan hukum Coulomb

Menerbitkan hukum Gauss daripada hukum Coulomb

Menerbitkan hukum Coulomb daripada hukum Gauss

Lihat juga

Catatan

Petikan

Rujukan

Pautan luar

Persamaan yang melibatkan medan $E$

Persamaan yang melibatkan medan $D$