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Nun nehmen wir wieder
ϵ
=
1
{\displaystyle \epsilon =1}
und
μ
=
1
{\displaystyle \mu =1}
an. Dann ist infolge von (53) Nr. 13
(13)
{
K
1
=
ϱ
E
1
+
[
J
1
B
]
=
ϱ
E
+
[
J
B
]
=
=
n
4
π
E
d
i
v
E
−
n
4
π
[
E
r
o
t
E
]
−
[
H
r
o
t
H
]
4
π
−
n
4
π
∂
[
E
H
]
∂
t
{\displaystyle \left\{{\begin{aligned}{\mathfrak {K}}_{1}&={\mathfrak {\varrho E_{1}+\left[J_{1}B\right]=\varrho E+\left[JB\right]}}=\\&={\frac {n}{4\pi }}{\mathfrak {E}}\ \mathrm {div} {\mathfrak {E}}-{\frac {n}{4\pi }}[{\mathfrak {E}}\ \mathrm {rot} {\mathfrak {E}}]-{\frac {[{\mathfrak {H}}\ \mathrm {rot} {\mathfrak {H}}]}{4\pi }}-{\frac {n}{4\pi }}{\frac {\partial [{\mathfrak {EH]}}}{\partial t}}\end{aligned}}\right.}
Unter Berücksichtigung von (12) und
d
i
v
H
=
0
{\displaystyle \mathrm {div} {\mathfrak {H}}=0}
, erhalten wir demnach aus (13)
(14)
∫
V
K
1
d
v
=
∫
F
T
d
f
−
∫
n
4
π
∂
[
E
H
]
∂
t
d
v
{\displaystyle \int \limits _{V}{\mathfrak {K}}_{1}dv=\int \limits _{F}{\mathfrak {T}}df-\int {\frac {n}{4\pi }}{\frac {\partial [{\mathfrak {EH]}}}{\partial t}}dv}
wo
(15)
T
=
n
4
π
(
E
⋅
E
n
−
n
⋅
E
2
2
)
+
1
4
π
(
H
⋅
H
n
−
n
⋅
H
2
2
)
{\displaystyle {\mathfrak {T}}={\frac {n}{4\pi }}\left({\mathfrak {E\cdot En-n\cdot {\frac {E^{2}}{2}}}}\right)+{\frac {1}{4\pi }}\left({\mathfrak {H\cdot Hn-n\cdot {\frac {H^{2}}{2}}}}\right)}
ist. Aus (8) und (5) folgt dann weiter
(16)
R
=
−
n
4
π
(
E
v
⋅
E
−
v
⋅
E
2
2
)
−
1
4
π
(
H
v
⋅
H
−
v
⋅
H
2
2
)
{\displaystyle {\mathfrak {R}}=-{\frac {n}{4\pi }}\left({\mathfrak {Ev\cdot E-v\cdot {\frac {E^{2}}{2}}}}\right)-{\frac {1}{4\pi }}\left({\mathfrak {Hv\cdot H-v\cdot {\frac {H^{2}}{2}}}}\right)}
Aus (14) und (9) ergibt sich dann
(17)
∫
∞
K
1
d
v
+
∫
f
M
d
f
=
−
d
d
t
∫
n
[
E
H
]
4
π
d
v
{\displaystyle \int \limits _{\infty }{\mathfrak {K}}_{1}dv+\int \limits _{f}{\mathfrak {M}}df=-{\frac {d}{dt}}\int {\frac {n[{\mathfrak {EH}}]}{4\pi }}dv}
und demnach ist die Impulsdichte
(18)
g
=
n
4
π
[
E
H
]
{\displaystyle {\mathfrak {g}}={\frac {n}{4\pi }}[{\mathfrak {EH}}]}
also genau dieselbe wie bei den Lorentz schen Gleichungen.
Weiter erhalten wir unter Heranziehung der beiden Hauptgleichungen (1) und (2) Nr. 13 und der Beziehung
(19)
d
i
v
[
E
H
]
=
H
r
o
t
E
−
E
r
o
t
H
{\displaystyle \mathrm {div} [{\mathfrak {EH}}]={\mathfrak {H}}\ \mathrm {rot} {\mathfrak {E}}-{\mathfrak {E}}\ \mathrm {rot} {\mathfrak {H}}}
(20)
K
1
v
+
Q
1
=
J
1
E
1
+
ϱ
E
1
v
+
[
J
1
B
]
v
=
J
E
=
{\displaystyle {\mathfrak {K_{1}v}}+Q_{1}={\mathfrak {J_{1}E_{1}+\varrho E_{1}v+\left[J_{1}B\right]v=JE}}=}
=
−
d
i
v
[
E
H
]
4
π
−
1
8
π
∂
∂
t
{
E
2
n
+
H
2
}
{\displaystyle =-{\frac {\mathrm {div} [{\mathfrak {EH}}]}{4\pi }}-{\frac {1}{8\pi }}{\frac {\partial }{\partial t}}\left\{{\mathfrak {E}}^{2}n+{\mathfrak {H}}^{2}\right\}}
Wir setzen nun
(21)
ψ
=
1
8
π
(
E
2
n
+
H
2
)
{\displaystyle \psi ={\frac {1}{8\pi }}\left({\mathfrak {E}}^{2}n+{\mathfrak {H}}^{2}\right)}
Dann folgt aus (20) und (7)
d
i
v
(
S
−
[
E
H
]
4
π
+
ψ
v
+
R
)
=
0
{\displaystyle \mathrm {div} \left({\mathfrak {S-{\frac {[EH]}{4\pi }}+\psi v+R}}\right)=0}
weshalb wir schreiben
(22)
S
=
[
E
H
]
4
π
−
ψ
v
−
R
{\displaystyle {\mathfrak {S={\frac {[EH]}{4\pi }}-\psi v-R}}}