Po aq interesante dhe jo më pak e rëndësishme është fusha dipole që lind në rrethana të tjera. Le të kemi një trup me shpërndarje komplekse ngarkuar, le të themi, si ajo e një molekule uji (shih Fig. 6.2), dhe ne jemi të interesuar vetëm për fushën larg saj. Do të tregojmë se është e mundur të merret një shprehje relativisht e thjeshtë për fushat, e përshtatshme për distanca shumë më të mëdha se dimensionet e trupit.
Ne mund ta shohim këtë trup si një grumbullim ngarkesash pikash në një zonë të caktuar të kufizuar (Fig. 6.7). (Më vonë, nëse është e nevojshme, do ta zëvendësojmë me .) Lëreni ngarkesën të hiqet nga origjina e koordinatave, të zgjedhura diku brenda grupit të ngarkesave, me një distancë . Sa është potenciali në një pikë të vendosur diku në distancë, në një distancë shumë më të madhe se më e madhja prej ? Potenciali i të gjithë grupit tonë shprehet me formulën
, (6.21)
ku është distanca nga ngarkesa (gjatësia vektoriale). Nëse distanca nga ngarkesat në (në pikën e vëzhgimit) është jashtëzakonisht e madhe, atëherë secila prej tyre mund të merret si . Çdo term në shumë do të bëhet i barabartë me , dhe mund të hiqet nga nën shenjën e shumës. Rezultati është i thjeshtë
, (6.22)
ku është ngarkesa totale e trupit. Kështu, ne jemi të bindur se nga pikat mjaft të largëta nga akumulimi i ngarkesave, duket të jetë vetëm një ngarkesë pikë. Ky rezultat në përgjithësi nuk është shumë befasues.
Figura 6.7. Llogaritja e potencialit në një pikë shumë të largët nga një grup ngarkesash.
Por çfarë nëse pozitive dhe ngarkesa negative a do të ketë numra të barabartë në grup? Tarifa totale do të jetë e barabartë me zero. Ky nuk është një rast aq i rrallë; ne e dimë se shumica e trupave janë neutralë. Molekula e ujit është neutrale, por ngarkesat në të nuk janë të vendosura në një pikë, kështu që kur të afrohemi duhet të vërejmë disa shenja që ngarkesat janë të ndara. Për potencialin e një shpërndarjeje arbitrare të ngarkesës në një trup neutral, ne kemi nevojë për një përafrim që është më i mirë se ai i dhënë nga formula (6.22). Ekuacioni (6.21) është ende i vlefshëm, por nuk mund të supozohet më. Duhet një shprehje më e saktë. Me një përafrim të mirë, mund të konsiderohet ndryshe nga (nëse pika është shumë e largët) projeksioni i një vektori mbi një vektor (shih Fig. 6.7, por ju duhet vetëm të imagjinoni se është shumë më larg se sa tregohet). Me fjalë të tjera, nëse - vektor njësi në drejtim, atëherë duhet të merret përafrimi tjetër për
Por ajo që na nevojitet nuk është, por; në përafrimin tonë (duke marrë parasysh ) është e barabartë me
(6.24)
Duke e zëvendësuar këtë në (6.21), shohim se potenciali është i barabartë me
(6.25)
Elipsi tregon anëtarët rendit më të lartë me të cilën kemi lënë pas dore. Ashtu si termat që kemi shkruar, këto janë terma të mëvonshëm të zgjerimit të serisë Taylor në lagjen e fuqive të .
Ne kemi marrë tashmë mandatin e parë në (6.25); në trupat neutralë zhduket. Termi i dytë, si ai i një dipoli, varet nga . Në të vërtetë, nëse përcaktojmë
si një sasi që përshkruan shpërndarjet e ngarkesave, atëherë termi i dytë i potencialit (6.25) kthehet në
dmth vetëm në potencial dipol. Sasia quhet moment dipol i shpërndarjes. Ky është një përgjithësim i përkufizimit tonë të mëparshëm; reduktohet në të në rastin e veçantë të tarifave me pikë.
Si rezultat, ne zbuluam se mjaft larg nga çdo grup ngarkesash, potenciali rezulton të jetë dipol, për sa kohë që ky grup është përgjithësisht neutral. Ai zvogëlohet si , dhe ndryshon si , dhe vlera e tij varet nga momenti dipol i shpërndarjes së ngarkesës. Është për këtë arsye që fushat dipole janë të rëndësishme; vetë çiftet e ngarkesave me pikë janë jashtëzakonisht të rralla.
Për një molekulë uji, për shembull, moment dipol mjaft i madh. Fusha elektrike e krijuar nga ky moment është përgjegjëse për disa veti të rëndësishme ujë. Dhe për shumë molekula, le të themi, momenti dipol zhduket për shkak të simetrisë së tyre. Për molekula të tilla, zbërthimi duhet të kryhet edhe më saktë, deri në termat e ardhshëm të potencialit, të cilët zvogëlohen siç quhet potenciali katërpolësh. Këto raste do t'i shqyrtojmë më vonë.
Po aq interesante dhe jo më pak e rëndësishme është fusha dipole që lind në rrethana të tjera. Le të kemi një trup me një shpërndarje komplekse të ngarkesës, të themi, si një molekulë uji (shih Fig. 6.2), dhe ne jemi të interesuar vetëm në fushën larg saj. Do të tregojmë se është e mundur të merret një shprehje relativisht e thjeshtë për fushat, e përshtatshme për distanca shumë më të mëdha se dimensionet e trupit.
Ne mund ta shikojmë këtë trup si një grumbullim ngarkesash pikash q¡ në disa zonë e kufizuar(Fig. 6.7). (Më vonë, nëse është e nevojshme, ne do ta zëvendësojmë q ¡ me ρdV.)
Le të hiqet ngarkesa q¡ nga origjina e koordinatave, e zgjedhur diku brenda grupit të ngarkesave, në një distancë d¡. Cili është potenciali në një pikë? R, ndodhet diku në distancë, në një distancë R, shumë më e madhe se më e madhja e d¡? Potenciali i të gjithë grupit tonë shprehet me formulën
ku r¡ është distanca nga R për të ngarkuar q¡
(gjatësia vektori R-d¡). Nëse distanca nga akuzat në R(deri në pikën e vëzhgimit) është jashtëzakonisht i madh, atëherë secila prej r ¡ mund të merret si R.
Çdo term do të shtohet deri në q¡/R,
Dhe 1/R
mund të hiqet nga nën shenjën e shumës. Rezultati është i thjeshtë
Ku P - ngarkesa totale e trupit. Kështu, ne jemi të bindur se nga pika mjaft të largëta nga akumulimi i ngarkesave, duket se është vetëm një ngarkesë pikë. Ky rezultat në përgjithësi nuk është shumë befasues.
Po sikur të ketë numër të barabartë ngarkesash pozitive dhe negative në grup? Ngarkesa totale P
atëherë do të jetë e barabartë me zero. Ky nuk është një rast aq i rrallë; ne e dimë se shumica e trupave janë neutralë. Molekula e ujit është neutrale, por ngarkesat në të nuk janë të vendosura në një pikë, kështu që kur të afrohemi duhet të vërejmë disa shenja që ngarkesat janë të ndara. Për potencialin e një shpërndarjeje arbitrare të ngarkesës në një trup neutral, ne kemi nevojë për një përafrim që është më i mirë se ai i dhënë nga formula (6.22). Ekuacioni (6.21) është ende i vlefshëm, por supozojmë r¡ =R
jo më. Për r¡ Më duhet një shprehje më e saktë. Një përafrim i mirë r¡
mund të konsiderohet ndryshe nga R
(nëse pikë R shumë larg) në projeksionin e vektorit d në vektorin R (shih Fig. 6.7, por thjesht duhet të imagjinoni se R shumë më larg se sa tregohet). Me fjalë të tjera, nëse e rështë një vektor njësi në drejtimin R, më pas për qasjen tjetër ndaj r¡
duhet të pranojë
Por ne nuk kemi nevojë r ¡
a 1/ r ¡
; në përafrimin tonë (duke marrë parasysh d¡«R) është e barabartë me
Duke e zëvendësuar këtë në (6.21), shohim se potenciali është i barabartë me
Elipsi tregon terma të rendit më të lartë d/ R, të cilat i kemi lënë pas dore. Ashtu si ato terma që kemi shkruar, këto janë terma të mëvonshëm të zgjerimit 1 / r¡ në një serial Taylor në lagje 1/R me gradë d¡/ R.
Ne kemi marrë tashmë mandatin e parë në (6.25); në trupat neutralë zhduket. Termi i dytë, si dipoli, varet nga 1/R 2. Në të vërtetë, nëse ne le të përcaktojmë
si një sasi që përshkruan shpërndarjet e ngarkesave, atëherë termi i dytë i potencialit (6.25) kthehet në
dmth. vetëm në potencialin e dipolit. Vlera p quhet momenti dipol i shpërndarjes. Ky është një përgjithësim i përkufizimit tonë të mëparshëm; reduktohet në të në rastin e veçantë të tarifave me pikë.
Në fund, zbuluam se ishte shumë larg ndonjë grup ngarkesash, potenciali rezulton të jetë dipol, për sa kohë që ky grup është përgjithësisht neutral. Po pakësohet si 1/ R 3 , dhe ndryshon si cos θ, dhe vlera e tij varet nga momenti dipol i shpërndarjes së ngarkesës. Është për këtë arsye që fushat dipole janë të rëndësishme; vetë çiftet e ngarkesave me pikë janë jashtëzakonisht të rralla.
Një molekulë uji, për shembull, ka një moment dipoli mjaft të madh. Fusha elektrike e krijuar nga ky moment është përgjegjëse për disa veti të rëndësishme të ujit. Dhe për shumë molekula, le të themi CO 2, momenti dipol zhduket për shkak të simetrisë së tyre. Për molekula të tilla, zbërthimi duhet të kryhet edhe më saktë, në termat e ardhshëm të potencialit, duke u zvogëluar sa 1/ R 3 dhe quhet potenciali katërpolësh. Këto raste do t'i shqyrtojmë më vonë.
Një trup i vendosur në një fushë të forcës potenciale (fushë elektrostatike) ka energji potenciale, për shkak të së cilës puna kryhet nga forcat e fushës. Punë forcat konservatore ndodh për shkak të humbjes së energjisë potenciale. Prandaj, puna e forcave të fushës elektrostatike mund të përfaqësohet si ndryshim në energjitë potenciale të zotëruara nga tarifë pikë P 0 në fillestar dhe pikat fundore fushat e ngarkimit P: , prej nga rrjedh se energji potenciale ngarkuar q 0 në fushën e ngarkimit P e barabartë me 
. Përcaktohet në mënyrë të paqartë dhe deri në një konstante arbitrare ME. Nëse supozojmë se kur ngarkesa hiqet në pafundësi ( r®¥) energjia potenciale zhduket ( U=0),
Se ME=0 dhe energjia e ngarkesës potenciale P 0 ,
tarifë e vendosur në fushë P në një distancë r prej saj, është e barabartë me 
. Për akuzat me të njëjtin emër P 0 P> 0 dhe energjia potenciale e ndërveprimit të tyre (pranimi) është pozitive, për ngarkesa të ndryshme P 0 P<0 и потенциальная энергия их взаимодействия (притяжения) отрицательна.
Potenciali j në çdo moment fushë elektrostatikeështë një sasi fizike e përcaktuar nga energjia potenciale e një njësie ngarkesë pozitive të vendosur në këtë pikë. Nga ku del se potenciali i fushës i krijuar nga një ngarkesë pikë P, është e barabartë me . Puna e kryer nga forcat e fushës elektrostatike kur lëviz një ngarkesë P 0 nga pika 1
pikërisht 2
, mund të përfaqësohet si , d.m.th., i barabartë me produktin e ngarkesës së lëvizur dhe ndryshimin potencial në pikat e fillimit dhe të mbarimit. Diferencë potenciale dy pika 1
Dhe 2
në një fushë elektrostatike përcaktohet nga puna e bërë nga forcat e fushës kur lëviz një ngarkesë pozitive njësi nga një pikë 1
pikërisht 2
. Puna e bërë nga forcat në terren kur lëviz një ngarkesë P 0 nga pika 1
pikërisht 2
mund të shkruhet edhe në formë 
. Shprehja për diferencën potenciale: , ku integrimi mund të kryhet përgjatë çdo linje që lidh pikën e fillimit dhe të përfundimit, pasi puna e forcave të fushës elektrostatike nuk varet nga trajektorja e lëvizjes.
Nëse e lëvizni ngarkesën P 0 nga një pikë arbitrare përtej fushës, pra deri në pafundësi, ku, sipas kushtit, potenciali është zero, atëherë puna e forcave të fushës elektrostatike A ¥ =Q 0 j ku
Potenciali- një sasi fizike e përcaktuar nga puna e lëvizjes së një ngarkese të vetme pozitive kur ajo hiqet nga një pikë e caktuar në fushë në pafundësi. Kjo punë është numerikisht e barabartë me punën e bërë nga forcat e jashtme (kundër forcave të fushës elektrostatike) për të lëvizur një ngarkesë pozitive njësi nga pafundësia në një pikë të caktuar në fushë. Njësia e potencialit - volt(B): 1 V është potenciali i një pike në fushë në të cilën një ngarkesë prej 1 C ka një energji potenciale prej 1 J (1 V = 1 J/C).
Në rastin e një fushe elektrostatike, energjia potenciale shërben si masë e ndërveprimit të ngarkesave. Le të ketë një sistem ngarkesash pikash në hapësirë Qi(i = 1, 2, ... ,n). Energjia e ndërveprimit të të gjithëve n tarifat do të përcaktohen nga relacioni
Ku r ij - distanca ndërmjet ngarkesave përkatëse dhe përmbledhja kryhet në atë mënyrë që ndërveprimi ndërmjet çdo çifti ngarkesash të merret parasysh një herë.
Nga kjo rezulton se potenciali i fushës së sistemit të ngarkesave është i barabartë me algjebrike shuma e potencialeve të fushës së të gjitha këtyre ngarkesave:
Kur merret parasysh fusha elektrike e krijuar nga një sistem ngarkesash, parimi i mbivendosjes duhet të përdoret për të përcaktuar potencialin e fushës:
Potenciali i fushës elektrike të një sistemi ngarkesash në një pikë të caktuar në hapësirë është i barabartë me shumën algjebrike të potencialeve të fushave elektrike të krijuara në një pikë të caktuar në hapësirë nga çdo ngarkesë e sistemit veç e veç:
6. Sipërfaqet ekuipotenciale dhe vetitë e tyre. Marrëdhënia midis ndryshimit të potencialit dhe fuqisë së fushës elektrostatike.
Një sipërfaqe imagjinare në të cilën të gjitha pikat kanë të njëjtin potencial quhet sipërfaqe ekuipotenciale. Ekuacioni i kësaj sipërfaqeje
Nëse fusha krijohet nga një ngarkesë pikë, atëherë potenciali i saj 
Kështu, sipërfaqet ekuipotenciale në këtë rast janë sfera koncentrike. Nga ana tjetër, linjat e tensionit në rastin e një ngarkese pika janë vija të drejta radiale. Rrjedhimisht, linjat e tensionit në rastin e një ngarkese pikë pingul sipërfaqet ekuipotenciale.
Të gjitha pikat në sipërfaqen ekuipotenciale kanë të njëjtin potencial, kështu që puna e bërë për të lëvizur një ngarkesë përgjatë kësaj sipërfaqeje është zero, d.m.th., forcat elektrostatike që veprojnë në ngarkesë janë Gjithmonë drejtuar përgjatë normaleve në sipërfaqet ekuipotenciale. Prandaj, vektori E gjithmonë normale me sipërfaqet ekuipotenciale, dhe rrjedhimisht vijat vektoriale E ortogonale me këto sipërfaqe.
Një numër i pafund sipërfaqesh ekuipotenciale mund të vizatohen rreth çdo ngarkese dhe çdo sistemi ngarkesash. Sidoqoftë, ato zakonisht kryhen në mënyrë që ndryshimet e mundshme midis çdo dy sipërfaqesh ekuipotenciale ngjitur të jenë të njëjta. Pastaj dendësia e sipërfaqeve ekuipotenciale karakterizon qartë forcën e fushës në pika të ndryshme. Aty ku këto sipërfaqe janë më të dendura, forca e fushës është më e madhe.
Pra, duke ditur vendndodhjen e linjave të fuqisë së fushës elektrostatike, është e mundur të ndërtohen sipërfaqe ekuipotenciale dhe, anasjelltas, nga vendndodhja e njohur e sipërfaqeve ekuipotenciale, madhësia dhe drejtimi i forcës së fushës mund të përcaktohet në çdo pikë të fushës.
Le të gjejmë marrëdhënien midis forcës së fushës elektrostatike, e cila është e saj karakteristikat e fuqisë, dhe potencial - karakteristikë energjetike e fushës.
Punë lëvizëse beqare pika e ngarkesës pozitive nga një pikë e fushës në tjetrën përgjatë boshtit X me kusht që pikat të jenë të vendosura pafundësisht afër njëra-tjetrës dhe x 2 -x 1 = d x, e barabartë me E x d x. E njëjta punë është e barabartë j 1 -j 2 =dj. Duke barazuar të dyja shprehjet, mund të shkruajmë
ku simboli i derivatit të pjesshëm thekson se diferencimi kryhet vetëm në lidhje me X. Përsëritja e arsyetimit të ngjashëm për boshtet në Dhe z, ne mund të gjejmë vektorin E:
Ku i, j, k- vektorët njësi të boshteve të koordinatave x, y, z.
Nga përkufizimi i gradientit rezulton se
dmth tensioni E fusha është e barabartë me gradientin potencial me shenjën minus. Shenja minus përcaktohet nga fakti se vektori i tensionit E fushat e drejtuara në anën zbritëse potencial.
Për të paraqitur grafikisht shpërndarjen e potencialit të fushës elektrostatike, si në rastin e fushës gravitacionale, përdorni sipërfaqet ekuipotenciale- sipërfaqet, në të gjitha pikat e të cilave ka potencial j ka të njëjtin kuptim.
Forca e fushës së një ngarkese të vetme me pikë pozitive q në pikën A në distancë r nga ngarkesa (Fig. 2.1) është e barabartë
Këtu është një vektor njësi i drejtuar përgjatë vijës së drejtë që lidh këtë pikë dhe ngarkesën.
Fig.2.1. Fusha e ngarkimit me pikë
Le të jetë potenciali zero në pafundësi. Pastaj potenciali i një pike arbitrare në fushën e një ngarkese pikë
.
Në rastin e shpërndarjes së ngarkesës vëllimore (në një rajon të fundëm), duke marrë parasysh 
ne kemi:
.
Në mënyrë të ngjashme kemi:
për shpërndarjen e ngarkesës sipërfaqësore 
,
për shpërndarje lineare të ngarkesës 
.
Ekuacioni Poisson dhe Laplace
Marrë më parë 
. Pastaj:
Nga ku marrim ekuacionin Poisson:
ose 
.
- operator Laplace(Laplacian, operator delta).
Në sistemin koordinativ kartezian 
mund të paraqitet në formë
Zgjidhja e ekuacionit të Puasonit në formë të përgjithshme mund të gjenden si më poshtë. Le të supozojmë se në vëllim V ka ngarkesa me dendësi r. Le t'i paraqesim këto ngarkesa si një koleksion ngarkesash pikësh r dV, Ku dV- elementi i vëllimit. Komponenti i mundshëm d j fushë elektrike nga ngarkesa elementare r dV barazohet 
.
Vlera e j përcaktohet si shuma (integrale) e potencialeve nga të gjitha ngarkesat e fushës:
.
Supozohet se potenciali në pafundësi është zero dhe ngarkesat që krijojnë fushat shpërndahen në një zonë të kufizuar (përndryshe integrali mund të rezultojë të jetë divergjent).
Në kushte reale, ngarkesat falas vendosen në sipërfaqen e përcjellësve në një shtresë pafundësisht të hollë. Në dielektrikët që ndajnë përcjellësit e ngarkuar, nuk ka ngarkesa hapësinore 
. Në këtë rast, në dielektrik kemi ekuacionin Laplace:
ose 
.
Për të zgjidhur në mënyrë unike ekuacionet e fushës diferenciale, kërkohen kushte kufitare.
Kushtet kufitare për vektorët e fushës elektrike
Lëreni një ngarkesë sipërfaqësore me densitet σ të shpërndahet në ndërfaqen midis dy dielektrikëve me konstante të ndryshme dielektrike ε1 dhe ε2.
Le ta rrethojmë pikën në ndërfaqen midis mediave me një cilindër elementar ( lartësia e cilindrit shumë më pak se rrezja) në mënyrë që bazat e tij të jenë në mjedise të ndryshme dhe të jenë pingul me normalen e tërhequr në pikën në fjalë (Fig. 2.2). Ky cilindër mbulon një zonë të vogël në ndërfaqen ndërmjet mediave me një ngarkesë σ.
Vektorët e zhvendosjes elektrike në median e parë dhe të dytë do të shënohen përkatësisht me dhe.
Le të zbatojmë teoremën e Gausit në sipërfaqen e cilindrit
,
Ku S- sipërfaqja e një cilindri elementar.
Fig.2.2. Vektorët e zhvendosjes elektrike në kufirin e mediave
Le ta drejtojmë vëllimin e cilindrit në zero me kusht që lartësia e cilindrit të jetë shumë më e vogël se rrezja e tij. Në këtë rast, rrjedha vektoriale nëpër sipërfaqen anësore mund të neglizhohet. Duke marrë parasysh madhësinë e vogël të zonave bazë, mund të supozojmë se vektori brenda zonës së tij ka të njëjtën vlerë. Duke e marrë këtë parasysh, pas integrimit për projeksionet e vektorit mbi normalen marrim
Duke pasur parasysh atë 
, pas reduktimit fitojmë kushtin kufitar për komponentin normal të vektorit të zhvendosjes elektrike
Dn 2 –Dn 1 = σ . (**)
Projeksioni normal i vektorit të zhvendosjes elektrike në ndërfaqen ndërmjet dy mediave pëson një kërcim të barabartë me densitetin sipërfaqësor të ngarkesave të lira të shpërndara në këtë ndërfaqe.
Në mungesë të një ngarkese sipërfaqësore në ndërfaqen midis mediave, ne kemi 
.
Në ndërfaqen midis dy dielektrikëve, në mungesë të një ngarkese të lirë në ndërfaqen midis dy mediave, përbërësit normalë të vektorit të zhvendosjes elektrike janë të barabartë.
Le të zgjedhim një kontur të vogël në ndërfaqen midis mediave në mënyrë të tillë që anët e tij ab Dhe CD ishin në mjedise të ndryshme dhe ishin pingul me normalen e vizatuar në pikën në fjalë (Fig. 2.3). Dimensionet e anëve priren në zero;
Fig.2.3. Vektorët e fuqisë së fushës elektrike në kufirin e medias
Le të zbatojmë ekuacionin e dytë të Maxwell-it në formë integrale në kontur:
,
ku është sipërfaqja e kufizuar nga kontura abcd; është vektori i platformës elementare, i drejtuar pingul me platformën.
Gjatë integrimit neglizhojmë kontributin në integralin në anët anësore da Dhe p.e.s për shkak të madhësisë së tyre të vogël. Pastaj:
Meqenëse vlera e fundme tenton në zero, atëherë 
(***)
.
Në ndërfaqen ndërmjet dy dielektrikëve, komponentët tangjencialë të vektorit të forcës së fushës elektrike janë të barabarta.
Nëse nuk ka ngarkesë sipërfaqësore në ndërfaqen ndërmjet mediave,
Shprehjet (*) dhe (***) marrim një marrëdhënie që përcakton thyerjen e vektorëve dhe në ndërfaqen midis mediave
Formula - Ligji i Kulombit
ku k është koeficienti i proporcionalitetit
q1,q2 ngarkesa pika stacionare
r distancën ndërmjet ngarkesave
3. Forca e fushës elektrike- një madhësi fizike vektoriale që karakterizon fushën elektrike në një pikë të caktuar dhe numerikisht është e barabartë me raportin e forcës që vepron në një ngarkesë testuese stacionare të vendosur në një pikë të caktuar të fushës me madhësinë e kësaj ngarkese: .
Forca e fushës elektrike e një ngarkese pikë
[redakto] Në njësitë SI
Për një ngarkesë pikë në elektrostatikë, ligji i Kulombit është i vërtetë
Forca e fushës elektrike e një shpërndarje arbitrare të ngarkesës
Sipas parimit të mbivendosjes për forcën e fushës së një grupi burimesh diskrete, kemi:
ku është secili
4. Parimi i mbivendosjes- një nga ligjet më të përgjithshme në shumë degë të fizikës. Në formulimin e tij më të thjeshtë, parimi i mbivendosjes thotë:
· rezultati i ndikimit të disa forcave të jashtme në një grimcë është shuma vektoriale e ndikimit të këtyre forcave.
Parimi më i famshëm i mbivendosjes është në elektrostatikë, në të cilin thuhet se forca e fushës elektrostatike e krijuar në një pikë të caktuar nga një sistem ngarkesash është shuma e fuqive të fushës së ngarkesave individuale.
Parimi i mbivendosjes mund të marrë edhe formulime të tjera, të cilat plotësisht ekuivalente lart:
· Ndërveprimi ndërmjet dy grimcave nuk ndryshon kur futet një grimcë e tretë, e cila gjithashtu ndërvepron me dy të parat.
· Energjia e ndërveprimit të të gjitha grimcave në një sistem me shumë grimca është thjesht shuma e energjive ndërveprimet në çift ndërmjet të gjitha çifteve të mundshme të grimcave. Jo në sistem ndërveprimet me shumë grimca.
· Ekuacionet që përshkruajnë sjelljen e një sistemi me shumë grimca janë lineare nga numri i grimcave.
Është lineariteti i teorisë themelore në fushën e fizikës në shqyrtim që është arsyeja e shfaqjes së parimit të mbivendosjes në të.
Në elektrostatikë Parimi i mbivendosjes është pasojë e faktit se ekuacionet e Maksuellit në vakum janë lineare. Nga kjo rezulton se energjia potenciale e bashkëveprimit elektrostatik të një sistemi ngarkesash mund të llogaritet lehtësisht duke llogaritur energjinë potenciale të çdo çifti ngarkesash.
5. Puna në terren elektrike.
6. Potenciali elektrostatikështë e barabartë me raportin e energjisë potenciale të bashkëveprimit të një ngarkese me një fushë me madhësinë e kësaj ngarkese:
Forca dhe potenciali i fushës elektrostatike janë të lidhura nga relacioni
7. Parimi i mbivendosjes së fushave elektrostatike mblidhen forcat ose fushat nga ngarkesat e ndryshme duke marrë parasysh pozicionin ose drejtimin e tyre (vektor). Kjo shpreh parimin e “mbipozicionit” të një fushe ose potencialesh: potenciali i fushës së disa ngarkesave është i barabartë me shumën algjebrike të potencialeve të ngarkesave individuale, φ=φ 1+φ2+…+φn= ∑i nφi. Shenja e potencialit përkon me shenjën e ngarkesës, φ=kq/r.
8. Energjia potenciale e një ngarkese në një fushë elektrike. Le të vazhdojmë krahasimin e bashkëveprimit gravitacional të trupave dhe bashkëveprimit elektrostatik të ngarkesave. Masa trupore m në fushën gravitacionale të Tokës ka energji potenciale.
Puna e bërë nga graviteti është e barabartë me ndryshimin e energjisë potenciale të marrë me shenjën e kundërt:
A = -(W p2- W p1) = mgh.
(Këtej e tutje ne do të tregojmë energjinë me shkronjë W.)
Ashtu si një trup në masë m në një fushë graviteti ka energji potenciale proporcionale me masën e trupit, një ngarkesë elektrike në një fushë elektrostatike ka energji potenciale W p, proporcionale me ngarkesën q. Puna e forcave elektrostatike të fushës A e barabartë me ndryshimin në energjinë potenciale të një ngarkese në një fushë elektrike, marrë me shenjën e kundërt:
9. Teorema mbi qarkullimin e vektorit të tensionit në formë integrale: 
Në formë diferenciale: 
10. Marrëdhënia midis potencialit dhe tensionit. E= - grad = -Ñ .
Intensiteti në çdo pikë të fushës elektrike është i barabartë me gradientin potencial në këtë pikë, marrë me shenjën e kundërt. Shenja minus tregon se tensioni E të drejtuara drejt uljes së potencialit
11. Rrjedha vektoriale e tensionit. 
Teorema e Gausit në formë integrale: Ku
· 
- rrjedha e vektorit të forcës së fushës elektrike nëpër një sipërfaqe të mbyllur.
· - ngarkesa totale e përfshirë në vëllimin që kufizon sipërfaqen.
· - konstante elektrike.
Kjo shprehje paraqet teoremën e Gausit në formë integrale.
Në formë diferenciale: 
Këtu është dendësia e ngarkesës vëllimore (në rastin e pranisë së një mediumi, dendësia totale e ngarkesave të lira dhe të lidhura), dhe është operatori nabla.
12. Zbatimi i ligjit të Gausit.1. Forca e fushës elektrostatike të krijuar sipërfaqe sferike e ngarkuar në mënyrë uniforme.
Lëreni një sipërfaqe sferike me rreze R (Fig. 13.7) të mbajë një ngarkesë q të shpërndarë në mënyrë uniforme, d.m.th. dendësia e ngarkesës sipërfaqësore në çdo pikë të sferës do të jetë e njëjtë.
a. Le ta mbyllim sipërfaqen tonë sferike në një sipërfaqe simetrike S me rreze r>R. Fluksi i vektorit të tensionit nëpër sipërfaqen S do të jetë i barabartë me
Nga teorema e Gausit
Prandaj
c. Le të vizatojmë përmes pikës B, që ndodhet brenda të ngarkuarit sipërfaqe sferike, sfera S me rreze r Forca e fushës së një filli drejtvizor të pafund të ngarkuar në mënyrë uniforme(ose cilindër). Le të supozojmë se një sipërfaqe cilindrike e zbrazët me rreze R është e ngarkuar me një densitet linear konstant. Le të vizatojmë një sipërfaqe cilindrike koaksiale me rreze Rrjedhja e vektorit të tensionit nëpër këtë sipërfaqe Nga teorema e Gausit Nga dy shprehjet e fundit ne përcaktojmë forcën e fushës së krijuar nga një fije e ngarkuar në mënyrë uniforme: Kjo shprehje nuk përfshin koordinatat, prandaj fusha elektrostatike do të jetë uniforme, dhe intensiteti i saj në çdo pikë të fushës do të jetë i njëjtë. 13. DIPOLE ELEKTRIKE. Dipol elektrik- një sistem prej dy ngarkesash me pikë të kundërta të barabarta në modul (), distanca midis të cilave është dukshëm më e vogël se distanca me pikat e fushës në shqyrtim. Potenciali i fushës së dipolit: Forca e fushës së dipolit përgjatë shtrirjes së boshtit të dipolit në pikë A:
Krahu dipol- vektor i drejtuar përgjatë boshtit të dipolit (një vijë e drejtë që kalon nëpër të dy ngarkesat) nga një ngarkesë negative në një pozitive dhe e barabartë me distancën midis ngarkesave .
Momenti i dipolit elektrik (momenti dipol):
.
Forca e fushës së dipolit në një pikë arbitrare (sipas parimit të mbivendosjes):
ku dhe janë forcat e fushës të krijuara nga ngarkesat pozitive dhe negative, përkatësisht.
.
Fuqia e fushës së një dipoli në një pingul të ngritur me boshtin nga mesi i tij në pikën B:
.
