Quasistationäre Elektrodynamik bei nichtlinearen dielektrischen und magnetischen Substanzen

Zusammenfassung

Um das Folgende zu verstehen, wollen wir uns dessen erinnern, was in Abschnitt 1.3 über den grundsätzlichen Standpunkt der makroskopi- schen Elektrodynamik gesagt wurde: Sie ist eine phänomenologische Theorie; als solche nimmt sie die (makroskopischen) Eigenschaften der Materie als Erfahrungssachverhalte (Messungsergebnisse) hin: Sie legt „Modelle“ zugrunde, die dem jeweiligen Stande des empirischen Wissens entsprechen. Das älteste und zugleich einfachste Modell, das auch unseren Ausgangspunkt gebildet hat, besteht in der Annahme, daß im elektrischen wie auch im magnetischen Feld an jedem Ort die je zwei (verschieden definierten, siehe Abschnitte 2.3 und 4.2) Feldvektoren in ihren Beträgen zueinander in Strenge proportional, in ihren Richtungen parallel sind:

$$\eqalign{ & \frac{D}{E}{\mkern 1mu} = {\mkern 1mu} \varepsilon {\mkern 1mu} = {\mkern 1mu} cons{t_{E,D,}}D \times E{\mkern 1mu} = 0, \cr & \frac{B}{H}{\mkern 1mu} = {\mkern 1mu} \mu {\mkern 1mu} = {\mkern 1mu} cons{t_{B,H,}}B \times H{\mkern 1mu} = 0. \cr} $$

(6.1–1)

Die Permittivität ε und die Permeabilität μ sind hier positive Skalare und im strengen Sinne des Wortes Konstante des Materials, Abb. 6.1a. Bei anisotropen Substanzen (Kristalle, Ionosphäre als ionisiertes Medium, Elektrobleche und Dauermagnete mit magnetischer Vorzugsrichtung) sind die Permittivität und die Permeabilität nicht Tensoren nullter, sondern zweiter Stufe, die je zwei Feldvektoren sind nicht parallel zueinander.