Trikline Anisotropie
# Trikline Anisotropie

Die trikline Anisotropie (von altgriechisch τρία tria „drei“ und κλίνειν klinein „neigen“, „beugen“) ist die vollständige Anisotropie eines Werkstoffs/Materials, der / das im triklinen Kristallsystem – mit einer Elementarzelle wie im Bild – vorliegt.
Triklin anisotrope Materialien wie im Bild haben folgende Eigenschaften:
* Das Kraft-Verformungs-Verhalten ändert sich, sobald das Material irgendwie gedreht wird.
* Bei reinem Zug kommt es zu Schubverzerrungen.
* Bei Scherungen treten Normaldehnungen auf.
* Scherungen in einer Ebene führen zu Scherungen in anderen Ebenen.
Die Beschreibung von triklin anisotropem linear-elastischem Materialverhalten benötigt die größtmögliche Anzahl an Materialparametern, nämlich 21. Für #Thermo- und Elektromechanische Gleichgewichtseigenschaften werden höchstens 34 weitere Parameter benötigt.
Ein Material ist isotrop, wenn es richtungsunabhängig dasselbe Kraft-Verformungs-Verhalten hat. Bei anisotropen Materialien dagegen hängt das Kraft-Verformungs-Verhalten von der Belastungsrichtung ab. Die trikline Anisotropie ist die umfassendste Art der Anisotropie und enthält alle anderen Arten als Spezialfall, z. B. monokline Anisotropie (α=γ=90°) oder Orthotropie (α=β=γ=90°).

## Bedeutung

Feldspate gelten als die wichtigsten gesteinsbildenden Minerale der Erdkruste und kristallisieren monoklin oder triklin.
Die kristallinen Bereiche von PET sind triklin anisotrop, ein Kunststoff, der bei Flaschen (PET-Flaschen), Folien und Textilfasern eingesetzt wird (2008 lag die Produktion bei 40 Millionen Tonnen.)

## Materialtheoretische Beschreibung
### Symmetriegruppe

Die Richtungsabhängigkeit eines Materials zeichnet sich dadurch aus, dass das Kraft-Verformungs-Verhalten unabhängig (invariant) ist gegenüber nur bestimmten Drehungen des Materials. Diese Drehungen bilden zusammen mit der Punktspiegelung die Symmetriegruppe des Materials.$^{:381}$
Bei trikliner Anisotropie sind keinerlei Drehungen möglich, ohne dass sich das Materialverhalten ändern würde.$^{:380}$
Das veranschaulichen zwei Experimente an einem Teilchen: Im ersten Experiment bringt man am Teilchen eine bestimmte Kraft auf und misst die resultierende Verformung. Im zweiten Experiment dreht man das Material irgendwie, aber nicht um Vielfache von 360°. Dann bringt man dieselbe Kraft auf wie im ersten Experiment und misst erneut die Verformung. Bei wirklich triklin anisotropem Material wird man im zweiten Experiment immer eine andere Verformung messen wie im ersten.
Die angesprochenen Drehungen werden in der Kontinuumsmechanik durch orthogonale Tensoren Q repräsentiert. Eine Symmetriegruppe g$_R$ besteht aus denjenigen Transformationen, die die Formänderungsenergie w invariant lassen. Mathematisch wird das mit dem Verzerrungstensor E durch
    $\mathbf {Q} \in g_{R}\quad \leftrightarrow \quad w(\mathbf {Q\cdot E\cdot Q} ^{\top })=w(\mathbf {E} )$ für alle E
ausgedrückt.$^{:379}$ Darin bedeutet „·“ das Matrizenprodukt und das hochgestellte „⊤“ eine Transponierung. Mit Q gehört in der Mechanik auch -Q zur Symmetriegruppe, was durch Hinzufügen des negativen Einheitstensors -1, der eine Punktspiegelung repräsentiert, zu g$_R$ berücksichtigt wird. Die Symmetriegruppe wird durch die Erzeugenden bestimmt, mit denen sämtliche Elemente der Gruppe durch Matrizenmultiplikation berechnet werden können. Die Symmetriegruppe des triklinen Materials ist in der Mechanik$^{:381}$
    $g_{R}=\left\{-\mathbf {1} ,\mathbf {1} \right\}$ mit Gruppenordnung 2
Diese kleinste aller möglichen mechanischen Symmetriegruppen drückt aus, dass das Material keinerlei Symmetrieeigenschaften besitzt. Der Einheitstensor ist mit -1 zwar bereits in g$_R$ enthalten (1=(-1)·(-1)). Seine Angabe soll hier unterstreichen, dass als einzige eigentliche Drehung, die keine Drehspiegelung ist, nur die 0-Grad-„Drehung“ in der Symmetriegruppe enthalten ist.$^{:380}$

### Invarianten

In der isotropen Hyperelastizität hängt die Formänderungsenergie von den Hauptinvarianten I$_{1,2,3}$ des Verzerrungstensors E ab:
    w(E)=w(I$_1$, I$_2$, I$_3$)
Die analoge Darstellung der Anisotropie erfordert, dass ein komplettes System von skalarwertigen Funktionen bekannt ist, die unter allen Transformationen in der Symmetriegruppe g$_R$ invariant sind.$^{:380}$ In der triklinen Anisotropie sind alle Komponenten des Verzerrungstensors in einem körperfesten System Invarianten:$^{:381}$
    E$_{11}$, E$_{22}$, E$_{33}$, E$_{12}$, E$_{13}$, E$_{23}$.
Darin ist E$_{ij}$ := ê$_i$·E·ê$_j$ für i,j=1,2,3 und ê$_{1,2,3}$ sind Basisvektoren einer körperfesten Orthonormalbasis. Auf diese, bei trikliner Anisotropie weitgehend beliebige Basis wird im Folgenden Bezug genommen.

### Strukturvariable

Die Invarianten können mit Strukturvariablen M dargestellt werden, bei denen
    $\mathbf {Q} \in g_{R}\quad \leftrightarrow \quad w(\mathbf {Q\cdot E\cdot Q} ^{\top },\mathbf {Q\cdot M\cdot Q} ^{\top })=w(\mathbf {E} )$ für alle E
gilt. Ihr Name rührt daher, dass die Variablen auf diese Weise die interne Struktur des Materials repräsentieren. Dieser Ansatz hat den Vorteil koordinatenunabhängig zu sein.$^{:386f}$ Die Strukturvariablen sind in g$_R$ invariant$^{:38}$, siehe Euklidische Transformation:
    $\mathbf {Q} \in g_{R}\quad \rightarrow \quad \mathbf {M} =\mathbf {Q\cdot M\cdot Q} ^{\top }$
In der triklinen Anisotropie werden die beiden, zu ê$_{1,2}$ gehörenden, schiefsymmetrischen Tensoren
    N=[ê$_1$]$_×$, V=[ê$_2$]$_×$
als Strukturvariablen benutzt, die im ê$_{1,2,3}$-System mit dem Kronecker-Delta δ die Darstellung
    $\left[{\hat {e}}_{i}\right]_{\times }:={\begin{pmatrix}0&-\delta _{i3}&\delta _{i2}\\\delta _{i3}&0&-\delta _{i1}\\-\delta _{i2}&\delta _{i1}&0\end{pmatrix}}\;\leftrightarrow \;\left[{\hat {e}}_{i}\right]_{\times }\cdot {\vec {v}}={\hat {e}}_{i}\times {\vec {v}}\quad \forall \,{\vec {v}}$
besitzen, siehe Kreuzprodukt#Kreuzproduktmatrix. Aus dem Matrizenprodukt des Verzerrungstensors E mit den Strukturvariablen entstehen im ê$_{1,2,3}$-System die bereits genannten #Invarianten$^{:54}$
| E$_{11}$=Sp(E)+Sp(E·N$^2$), | E$_{22}$=Sp(E)+Sp(E·V$^2$), | E$_{33}$=-Sp(E)-Sp(E·N$^2$)-Sp(E·V$^2$), |
| E$_{23}$=Sp(E·N·V$^2$), | E$_{13}$=Sp(E·N$^2$·V), | E$_{12}$=Sp(E·N·V) |

## Triklin anisotrope lineare Elastizität

Dieser Abschnitt befasst sich mit den linearen mechanischen Eigenschaften triklin anisotroper Stoffe. Merkmale wie Wärmeausdehnung, Piezoelektrizität oder Doppelbrechung sind Gegenstand des Abschnitts #Weitere Eigenschaften.

### Materialgesetz

Gegeben sind zwei Tensoren zweiter Stufe ${\boldsymbol {\sigma }}$ und ${\boldsymbol {\varepsilon }}$ mit 3×3-Koeffizienten $\sigma _{ij}$ bzw. $\varepsilon _{ij}$. Der allgemeinste lineare Zusammenhang, den es zwischen diesen Koeffizienten gibt, ist:
    $f_{C}:\varepsilon _{kl}\rightarrow \sigma _{ij}=\sum _{k,l=1}^{3}C_{ijkl}\varepsilon _{kl}$.
Darin sind $C_{ijkl}$ 81 Koeffizienten mit denen die neun Komponenten $\varepsilon _{ij}$ auf neun Komponenten $\sigma _{ij}$ abgebildet werden. In der linearen Elastizitätstheorie, in der der symmetrische Spannungstensor ${\boldsymbol {\sigma }}$ eine lineare Funktion des ebenfalls symmetrischen Verzerrungstensors ${\boldsymbol {\varepsilon }}$ ist, reduziert sich die Anzahl der unabhängigen Tensor-Komponenten auf sechs, so dass nur 36 Koeffizienten unabhängig sind (wegen $C_{ijkl}=C_{ijlk}=C_{jikl}$). Die Hyperelastizität bewirkt die zusätzliche Symmetrie $C_{ijkl}=C_{klij}$, sodass maximal 21 Koeffizienten ausreichen, um das Material zu beschreiben, und die werden bei der triklinen Anisotropie auch gebraucht.
Der Zusammenhang zwischen Spannungen und Verzerrungen kann in Voigt’scher Notation auch als Matrizengleichung geschrieben werden. In einem triklin anisotropen linear elastischen Material nimmt die Spannungs-Dehnungs-Beziehung bezüglich der #körperfesten Basisvektoren die Form$^{:389}$
    ${\begin{bmatrix}\sigma _{1}\\\sigma _{2}\\\sigma _{3}\\\sigma _{4}\\\sigma _{5}\\\sigma _{6}\\\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}C_{11}&C_{12}&C_{13}&C_{14}&C_{15}&C_{16}\\&C_{22}&C_{23}&C_{24}&C_{25}&C_{26}\\&&C_{33}&C_{34}&C_{35}&C_{36}\\&&&C_{44}&C_{45}&C_{46}\\&{\text{sym}}&&&C_{55}&C_{56}\\&&&&&C_{66}\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}\varepsilon _{1}\\\varepsilon _{2}\\\varepsilon _{3}\\\varepsilon _{4}\\\varepsilon _{5}\\\varepsilon _{6}\\\end{bmatrix}}$.
an. Mittels der Zuordnung 11→1, 22→2, 33→3, 23→4, 13→5 und 12→6 wird die Anzahl der Indizes halbiert. Die Steifigkeitsmatrix C mit den 21 unabhängigen Komponenten C$_{ij}$ repräsentiert den Elastizitätstensor des Materials.
Da die Inverse der Steifigkeitsmatrix, die sogenannte Nachgiebigkeitsmatrix, ebenfalls voll besetzt ist wie die Steifigkeitsmatrix, ist ersichtlich, dass jede Spannungskomponente für sich einen vollbesetzten Verzerrungstensor verursacht.

### Materialparameter

Die Koeffizienten C$_{ij}$ der Steifigkeitsmatrix haben die Dimension von Kraft pro Fläche und sind Parameter des Materials. Die Materialparameter können nicht beliebig gewählt werden, sondern müssen gewissen Stabilitätskriterien genügen. Diese folgen aus der Forderung, dass die Steifigkeits- und Nachgiebigkeitsmatrizen positiv definit sein müssen.
Notwendig dafür ist:
* Alle Diagonalelemente der Steifigkeits- und Nachgiebigkeitsmatrix müssen positiv sein (damit sich das Material in Zugrichtung streckt, wenn man daran zieht, und nicht staucht) und
* die Determinante der Steifigkeits- und Nachgiebigkeitsmatrix muss positiv sein (damit es unter Druck komprimiert und nicht expandiert).
Notwendig und hinreichend ist, das alle sechs Eigenwerte der Steifigkeitsmatrix positiv sind, denn dann sind es die der Nachgiebigkeitsmatrix ebenfalls.
Werden an einem realen Werkstoff Materialparameter identifiziert, die diesen Stabilitätskriterien widersprechen, ist Vorsicht geboten.

### Hydrostatischer Spannungszustand und Kompressibilität

Der hydrostatische Spannungszustand stellt sich in einem allseitigem Druck ausgesetzten Körper ein. Wegen des auf der Erdoberfläche allgegenwärtigen Luftdrucks, ist dieser Zustand dort überall präsent. Wenn ein Körper aus kompressiblem isotropem Material allseitigem Druck ausgesetzt wird, dann schrumpft er in allen Raumrichtungen gleichermaßen. Ein kompressibles triklin anisotropes Material schrumpft in jeder Raumrichtung unterschiedlich und wird dabei geschert.
Das ist am einfachsten mit der Nachgiebigkeitsmatrix S in Voigt’scher Notation nachzuweisen:
    ${\begin{bmatrix}\varepsilon _{1}\\\varepsilon _{2}\\\varepsilon _{3}\\\varepsilon _{4}\\\varepsilon _{5}\\\varepsilon _{6}\\\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}S_{11}&S_{12}&S_{13}&S_{14}&S_{15}&S_{16}\\S_{12}&S_{22}&S_{23}&S_{24}&S_{25}&S_{26}\\S_{13}&S_{23}&S_{33}&S_{34}&S_{35}&S_{36}\\S_{14}&S_{24}&S_{34}&S_{44}&S_{45}&S_{46}\\S_{15}&S_{25}&S_{35}&S_{45}&S_{55}&S_{56}\\S_{16}&S_{26}&S_{36}&S_{46}&S_{56}&S_{66}\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}-p\\-p\\-p\\0\\0\\0\end{bmatrix}}=-p{\begin{bmatrix}S_{11}+S_{12}+S_{13}\\S_{12}+S_{22}+S_{23}\\S_{13}+S_{23}+S_{33}\\S_{14}+S_{24}+S_{34}\\S_{15}+S_{25}+S_{35}\\S_{16}+S_{26}+S_{36}\end{bmatrix}}$
Darin ist p der Druck. Beim triklin anisotropen linear elastischen Werkstoff kommt es bei allseitigem Druck zu Scherungen
    ${\begin{aligned}\gamma _{23}:=&2\varepsilon _{23}:=\varepsilon _{4}=-p(S_{14}+S_{24}+S_{34})\\\gamma _{13}:=&2\varepsilon _{13}:=\varepsilon _{5}=-p(S_{15}+S_{25}+S_{35})\\\gamma _{12}:=&2\varepsilon _{12}:=\varepsilon _{6}=-p(S_{16}+S_{26}+S_{36})\end{aligned}}$
in allen Raumebenen, eine Eigenschaft, die keine andere real existierende Form der Anisotropie aufweist.
Die Kompression wird von den oberen drei Einträgen im rechten Vektor repräsentiert und wenn deren Summe verschwindet, dann zeigt
    $\varepsilon _{1}+\varepsilon _{2}+\varepsilon _{3}=\varepsilon _{\mathsf {v}}:={\frac {\mathrm {\mathsf {v}} -V}{V}}=-p[S_{11}+S_{22}+S_{33}+2(S_{23}+S_{13}+S_{12})]=0$
dass das Material in erster Näherung inkompressibel ist, denn die Summe der Normaldehnungen ist die Volumendehnung ε$_v$, siehe Deviator#Deviatoren und Volumendehnung. Darin ist V das Volumen bei p=0 und v dasjenige beim aktuellen Druck. Bei kompressiblem Material ergibt sich der Kompressionsmodul K aus dem Kehrwert:$^{:146}$
    $K:=-{\frac {\mathrm {d} p}{\frac {\mathrm {d} \mathrm {v} }{V}}}={\frac {1}{S_{11}+S_{22}+S_{33}+2(S_{23}+S_{13}+S_{12})}}$
Beim triklin anisotropen, linear elastischen Werkstoff kontrahiert das Material in allen Raumrichtungen unterschiedlich, was die lineare Kompressibilität$^{:146}$
    ${\begin{aligned}\beta :=&-{\frac {{\hat {n}}\cdot {\boldsymbol {\varepsilon }}\cdot {\hat {n}}}{p}}\\=&(S_{11}+S_{12}+S_{13})n_{1}^{2}+(S_{12}+S_{22}+S_{23})n_{2}^{2}+(S_{13}+S_{23}+S_{33})n_{3}^{2}\\&+2[(S_{14}+S_{24}+S_{34})n_{2}n_{3}+(S_{15}+S_{25}+S_{35})n_{1}n_{3}+(S_{16}+S_{26}+S_{36})n_{1}n_{2}]\end{aligned}}$
ausdrückt. Hier sind n$_{1,2,3}$ die Koordinaten des Einheitsvektors ${\hat {n}}$ bezüglich der #körperfesten Basisvektoren.

### Richtungsabhängigkeit des Elastizitätsmoduls

Der Elastizitätsmodul ist definiert als das Verhältnis der Spannung σ zur Dehnung ε bei reinem Zug:
    $E:={\frac {\sigma }{\varepsilon }}$
Bei anisotropem Werkstoff ist der Modul richtungsabhängig und ergibt sich in Richtung des Einheitsvektors ${\hat {n}}$ aus
    $E_{n}:={\frac {\sigma _{n}}{\varepsilon _{n}}}:={\frac {{\hat {n}}\cdot {\boldsymbol {\sigma }}\cdot {\hat {n}}}{{\hat {n}}\cdot {\boldsymbol {\varepsilon }}\cdot {\hat {n}}}}$
Bei reinem Zug in Richtung ${\hat {n}}$ ist ${\boldsymbol {\sigma }}=\sigma _{n}{\hat {n}}\otimes {\hat {n}}$ oder in voigtscher Notation
    $[{\boldsymbol {\sigma }}]=\sigma _{n}{\begin{pmatrix}n_{1}^{2}&n_{2}^{2}&n_{3}^{2}&n_{2}n_{3}&n_{1}n_{3}&n_{1}n_{2}\end{pmatrix}}^{\top }$
mit den Komponenten n$_{1,2,3}$ des Richtungsvektors. Mit der Nachgiebigkeitsmatrix S werden daraus die Verzerrungen und der Verzerrungstensor berechnet mit dem Ergebnis$^{:144}$
    ${\begin{aligned}E_{n}=&{\Big \\;\;S_{11}n_{1}^{4}+2n_{1}^{3}(S_{16}n_{2}+S_{15}n_{3})+n_{1}^{2}[S_{66}n_{2}^{2}+2(S_{14}+S_{56})n_{2}n_{3}+2S_{13}n_{3}^{2}]\\&+S_{22}n_{2}^{4}+2n_{2}^{3}(S_{24}n_{3}+S_{26}n_{1})+n_{2}^{2}[S_{44}n_{3}^{2}+2(S_{25}+S_{46})n_{1}n_{3}+2S_{12}n_{1}^{2}]\\&+S_{33}n_{3}^{4}+2n_{3}^{3}(S_{35}n_{1}+S_{34}n_{2})+n_{3}^{2}[S_{55}n_{1}^{2}+2(S_{36}+S_{45})n_{1}n_{2}+2S_{23}n_{2}^{2}]{\Big \}}^{-1}\end{aligned}}$

### Herleitung

In der Hyperelastizität ergeben sich die Spannungen aus der Ableitung der Formänderungsenergie nach den Dehnungen. Damit die Spannungen linear in den Dehnungen sind, muss demnach die Formänderungsenergie quadratisch in den Dehnungen sein, denn nur dann ist ihre Ableitung linear. Unter Verwendung der #Invarianten ergibt sich der Ansatz
    ${\begin{aligned}w({\boldsymbol {\varepsilon }}):=&{\frac {a}{2}}\varepsilon _{11}^{2}+{\frac {b}{2}}\varepsilon _{22}^{2}+{\frac {c}{2}}\varepsilon _{33}^{2}+2d\varepsilon _{23}^{2}+2e\varepsilon _{13}^{2}+2f\varepsilon _{12}^{2}+g\varepsilon _{11}\varepsilon _{22}+h\varepsilon _{11}\varepsilon _{33}+k\varepsilon _{22}\varepsilon _{33}\\&+2m\varepsilon _{11}\varepsilon _{23}+2n\varepsilon _{11}\varepsilon _{13}+2q\varepsilon _{11}\varepsilon _{12}+2r\varepsilon _{22}\varepsilon _{23}+2s\varepsilon _{22}\varepsilon _{13}+2t\varepsilon _{22}\varepsilon _{12}\\&+2u\varepsilon _{33}\varepsilon _{23}+2v\varepsilon _{33}\varepsilon _{13}+2w\varepsilon _{33}\varepsilon _{12}+4x\varepsilon _{23}\varepsilon _{13}+4y\varepsilon _{23}\varepsilon _{12}+4z\varepsilon _{13}\varepsilon _{12}\end{aligned}}$
mit 21 Parametern a bis z. Nicht-linear hyperelastisches Verhalten kann modelliert werden, indem die Parameter a bis z durch Funktionen der Invarianten ersetzt werden.
Um die Formänderungsenergie nach ε ableiten zu können, müssen die Komponenten ε$_{ij}$ als Funktion des Tensors ε ausgedrückt werden. Dies gelingt mit der Darstellung des Frobenius-Skalarprodukts ":" als Spur:
    $\mathbf {A} :\mathbf {B} :=\mathrm {Spur} (\mathbf {A^{\top }\cdot B} )$
Darin bedeutet "·" das Matrizenprodukt und das hochgestellte ⊤ eine Transponierung. Mit der Abkürzung $\mathbf {K} _{ij}={\tfrac {1}{2}}({\hat {e}}_{i}\otimes {\hat {e}}_{j}+{\hat {e}}_{j}\otimes {\hat {e}}_{i})$ für die symmetrisierten dyadischen Produkte ⊗ der #körperfesten Basisvektoren ê$_{1,2,3}$ ist dann
    $\mathbf {K} _{ij}:{\boldsymbol {\varepsilon }}={\frac {1}{2}}(\varepsilon _{ij}+\varepsilon _{ji})=\varepsilon _{ij}\quad \rightarrow \quad {\frac {\mathrm {d} \varepsilon _{ij}}{\mathrm {d} {\boldsymbol {\varepsilon }}}}=\mathbf {K} _{ij}$
Aus dem Ansatz der Formänderungsenergie berechnen sich die Spannungen zu
    ${\begin{aligned}{\boldsymbol {\sigma }}={\frac {\mathrm {d} w}{\mathrm {d} {\boldsymbol {\varepsilon }}}}=&a\varepsilon _{11}\mathbf {K} _{11}+b\varepsilon _{22}\mathbf {K} _{22}+c\varepsilon _{33}\mathbf {K} _{33}+4d\varepsilon _{23}\mathbf {K} _{23}+4e\varepsilon _{13}\mathbf {K} _{13}+4f\varepsilon _{12}\mathbf {K} _{12}\\&+g(\varepsilon _{11}\mathbf {K} _{22}+\varepsilon _{22}\mathbf {K} _{11})+h(\varepsilon _{11}\mathbf {K} _{33}+\varepsilon _{33}\mathbf {K} _{11})+k(\varepsilon _{22}\mathbf {K} _{33}+\varepsilon _{33}\mathbf {K} _{22})\\&+2m(\varepsilon _{23}\mathbf {K} _{11}+\varepsilon _{11}\mathbf {K} _{23})+2n(\varepsilon _{13}\mathbf {K} _{11}+\varepsilon _{11}\mathbf {K} _{13})+2q(\varepsilon _{12}\mathbf {K} _{11}+\varepsilon _{11}\mathbf {K} _{12})\\&+2r(\varepsilon _{23}\mathbf {K} _{22}+\varepsilon _{22}\mathbf {K} _{23})+2s(\varepsilon _{13}\mathbf {K} _{22}+\varepsilon _{22}\mathbf {K} _{13})+2t(\varepsilon _{12}\mathbf {K} _{22}+\varepsilon _{22}\mathbf {K} _{12})\\&+2u(\varepsilon _{23}\mathbf {K} _{33}+\varepsilon _{33}\mathbf {K} _{23})+2v(\varepsilon _{13}\mathbf {K} _{33}+\varepsilon _{33}\mathbf {K} _{13})+2w(\varepsilon _{12}\mathbf {K} _{33}+\varepsilon _{33}\mathbf {K} _{12})\\&+4x(\varepsilon _{13}\mathbf {K} _{23}+\varepsilon _{23}\mathbf {K} _{13})+4y(\varepsilon _{12}\mathbf {K} _{23}+\varepsilon _{23}\mathbf {K} _{12})+4z(\varepsilon _{12}\mathbf {K} _{13}+\varepsilon _{13}\mathbf {K} _{12})\end{aligned}}$
oder in Voigt-Notation im ê$_{1,2,3}$-System
    ${\begin{bmatrix}\sigma _{11}\\\sigma _{22}\\\sigma _{33}\\\sigma _{23}\\\sigma _{13}\\\sigma _{12}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}a\varepsilon _{11}+g\varepsilon _{22}+h\varepsilon _{33}+2m\varepsilon _{23}+2n\varepsilon _{13}+2q\varepsilon _{12}\\g\varepsilon _{11}+b\varepsilon _{22}+k\varepsilon _{33}+2r\varepsilon _{23}+2s\varepsilon _{13}+2t\varepsilon _{12}\;\\h\varepsilon _{11}+k\varepsilon _{22}+c\varepsilon _{33}+2u\varepsilon _{23}+2v\varepsilon _{13}+2w\varepsilon _{12}\\m\varepsilon _{11}+r\varepsilon _{22}+u\varepsilon _{33}+2d\varepsilon _{23}+2x\varepsilon _{13}+2y\varepsilon _{12}\\n\varepsilon _{11}+s\varepsilon _{22}+v\varepsilon _{33}+2x\varepsilon _{23}+2e\varepsilon _{13}+2z\varepsilon _{12}\\q\varepsilon _{11}+t\varepsilon _{22}+w\varepsilon _{33}+2y\varepsilon _{23}+2z\varepsilon _{13}+2f\varepsilon _{12}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}a&g&h&m&n&q\\g&b&k&r&s&t\\h&k&c&u&v&w\\m&r&u&d&x&y\\n&s&v&x&e&z\\q&t&w&y&z&f\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}\varepsilon _{11}\\\varepsilon _{22}\\\varepsilon _{33}\\2\varepsilon _{23}\\2\varepsilon _{13}\\2\varepsilon _{12}\end{bmatrix}}$
Die Parameter lassen sich den Einträgen in der #Steifigkeitsmatrix direkt zuordnen. Ableitung der Spannungen nach den Dehnungen liefert den konstanten und symmetrischen Elastizitätstensor 4. Stufe:
    ${\begin{aligned}\mathbb {C} :={\frac {\mathrm {d} {\boldsymbol {\sigma }}}{\mathrm {d} {\boldsymbol {\varepsilon }}}}=&a\mathbf {K} _{11}\otimes \mathbf {K} _{11}+b\mathbf {K} _{22}\otimes \mathbf {K} _{22}+c\mathbf {K} _{33}\otimes \mathbf {K} _{33}\\&+4d\mathbf {K} _{23}\otimes \mathbf {K} _{23}+4e\mathbf {K} _{13}\otimes \mathbf {K} _{13}+4f\mathbf {K} _{12}\otimes \mathbf {K} _{12}\\&+g(\mathbf {K} _{11}\otimes \mathbf {K} _{22}+\mathbf {K} _{22}\otimes \mathbf {K} _{11})+h(\mathbf {K} _{11}\otimes \mathbf {K} _{33}+\mathbf {K} _{33}\otimes \mathbf {K} _{11})\\&+k(\mathbf {K} _{22}\otimes \mathbf {K} _{33}+\mathbf {K} _{33}\otimes \mathbf {K} _{22})+2m(\mathbf {K} _{11}\otimes \mathbf {K} _{23}+\mathbf {K} _{23}\otimes \mathbf {K} _{11})\\&+2n(\mathbf {K} _{11}\otimes \mathbf {K} _{13}+\mathbf {K} _{13}\otimes \mathbf {K} _{11})+2q(\mathbf {K} _{11}\otimes \mathbf {K} _{12}+\mathbf {K} _{12}\otimes \mathbf {K} _{11})\\&+2r(\mathbf {K} _{22}\otimes \mathbf {K} _{23}+\mathbf {K} _{23}\otimes \mathbf {K} _{22})+2s(\mathbf {K} _{22}\otimes \mathbf {K} _{13}+\mathbf {K} _{13}\otimes \mathbf {K} _{22})\\&+2t(\mathbf {K} _{22}\otimes \mathbf {K} _{12}+\mathbf {K} _{12}\otimes \mathbf {K} _{22})+2u(\mathbf {K} _{33}\otimes \mathbf {K} _{23}+\mathbf {K} _{23}\otimes \mathbf {K} _{33})\\&+2v(\mathbf {K} _{33}\otimes \mathbf {K} _{13}+\mathbf {K} _{13}\otimes \mathbf {K} _{33})+2w(\mathbf {K} _{33}\otimes \mathbf {K} _{12}+\mathbf {K} _{12}\otimes \mathbf {K} _{33})\\&+4x(\mathbf {K} _{23}\otimes \mathbf {K} _{13}+\mathbf {K} _{13}\otimes \mathbf {K} _{23})+4y(\mathbf {K} _{23}\otimes \mathbf {K} _{12}+\mathbf {K} _{12}\otimes \mathbf {K} _{23})\\&+4z(\mathbf {K} _{13}\otimes \mathbf {K} _{12}+\mathbf {K} _{12}\otimes \mathbf {K} _{13})\end{aligned}}$
Die Voigt-Notation der Tensoren K$_{ij}$ mit i≠j besitzen den Eintrag ½ an einer Stelle und sonst nur nullen. Mit den Definitionen V$_i$=K$_{ii}$ für i=1,2,3 und V$_4$=2K$_{23}$, V$_5$=2K$_{13}$ sowie V$_6$=2K$_{12}$, deren Koeffizienten nur nullen und einsen sind, entsteht eine Darstellung des Elastizitätstensors, an der seine Voigt-Notation direkt ablesbar ist:
    ${\begin{aligned}\mathbb {C} =&\quad \;(\,a\mathbf {V} _{1}+g\mathbf {V} _{2}+h\mathbf {V} _{3}+m\mathbf {V} _{4}+n\mathbf {V} _{5}+\,q\mathbf {V} _{6})\otimes \mathbf {V} _{1}\\&+(\;g\mathbf {V} _{1}+b\mathbf {V} _{2}+k\mathbf {V} _{3}+\;\,r\mathbf {V} _{4}+\,s\mathbf {V} _{5}+\;t\mathbf {V} _{6})\otimes \mathbf {V} _{2}\\&+(\;h\mathbf {V} _{1}+k\mathbf {V} _{2}+c\mathbf {V} _{3}+\;u\mathbf {V} _{4}+\,v\mathbf {V} _{5}+w\mathbf {V} _{6})\otimes \mathbf {V} _{3}\\&+(m\mathbf {V} _{1}+r\mathbf {V} _{2}+u\mathbf {V} _{3}+\;d\mathbf {V} _{4}+x\mathbf {V} _{5}+\,y\mathbf {V} _{6})\otimes \mathbf {V} _{4}\\&+(\;n\mathbf {V} _{1}+s\mathbf {V} _{2}+v\mathbf {V} _{3}+\;x\mathbf {V} _{4}+e\mathbf {V} _{5}+\;z\mathbf {V} _{6})\otimes \mathbf {V} _{5}\\&+(\;q\mathbf {V} _{1}+\,t\mathbf {V} _{2}+w\mathbf {V} _{3}+\;y\mathbf {V} _{4}+z\mathbf {V} _{5}+f\mathbf {V} _{6})\otimes \mathbf {V} _{6}\end{aligned}}$

## Weitere Eigenschaften

Dieser Abschnitt behandelt Eigenschaften die Gegenstand der Mechanik, Elektrizitätslehre, Thermodynamik oder Kristalloptik sind.
Zur Notation: Die Komponenten von Vektoren und Tensoren beziehen sich immer auf die #körperfesten Basisvektoren ê$_{1,2,3}$, beispielsweise v$_i$=${\vec {\mathsf {v}}}$ · ê$_i$ wenn ${\vec {\mathsf {v}}}$ ein Vektor ist oder T$_{ij}$=ê$_i$ · T · ê$_j$ wenn T ein Tensor zweiter Stufe ist, und es gilt die einsteinsche Summenkonvention.

### Gleichgewichtseigenschaften

Die Eigenschaften dieses Abschnitts beziehen sich auf Gleichgewichts­lagen oder reversible Prozesse.

#### Elektrische Permittivität und magnetische Permeabilität

Die elektrische Permittivität und magnetische Permeabilität sind Materialeigenschaften, die die Kräfte bestimmen, die ein elektrisches oder magnetisches Feld auf einen Körper ausübt. Die elektrische Flussdichte oder dielektrische Verschiebung D$_i$ ist in einem triklin anisotropen Stoff nicht parallel zur elektrischen Feldstärke E$_i$, weswegen der Zusammenhang in einem nicht zu starken Feld mit einem Tensor zweiter Stufe, dem Permittivitäts­tensor κ$_{ij}$, ausgedrückt wird:$^{:68}$
    D$_i$=κ$_{ij}$ E$_j$
Die Schreibweise κ statt ε wurde hier gewählt, um eine Verwechslung mit der mechanischen Dehnung zu vermeiden. Der Permittivitätstensor ist symmetrisch, hat damit reelle Eigenwerte und paarweise orthogonale oder orthgonalisierbare Eigenvektoren, und er besitzt in der triklinen Anisotropie sechs unabhängige Komponenten.$^{:69,296}$
Ähnliche Verhältnisse gelten in einem Magnetfeld; es ist nur die dielektrische Verschiebung durch die magnetische Flussdichte B$_i$, die elektrische Feldstärke durch die magnetische H$_i$ und die Permittivität durch die magnetische Permeabilität μ$_{ij}$ zu ersetzen:
    B$_i$=μ$_{ij}$ H$_j$
Auch der Permeabilitätstensor ist symmetrisch und besitzt in der triklinen Anisotropie sechs unabhängige Komponenten.$^{:23,55,296}$

#### Thermodynamik

Mit den Werkzeugen der Thermodynamik können verschiedene Effekte wie elastische Verformung und Piezoelektrizität einheitlich dargestellt und in Beziehung gesetzt werden. Es werden nur kleine, reversible Zustandsänderungen betrachtet, bei denen die mechanischen Dehnungen ε$_{ij}$, die dielektrischen Verschiebungen D$_i$ und die Entropie s ausschließlich und linear von den mechanischen Spannungen σ$_{ij}$, der elektrischen Feldstärke E$_i$ und der Temperatur T abhängen.$^{:170ff}$
Die Differenziale der abhängigen Größen berechnen sich zu
Die Indizes hinter den Klammern bedeuten, dass die Klammerausdrücke unter Konstanthaltung der aufgeführten Größen ausgewertet werden. Wegen der angenommenen Linearität sind die Klammerausdrücke konstant, und die insgesamt 13 Gleichungen (9 Verzerrungen, 3 dielektrische Verschiebungen und die Entropie) können in Matrizenform geschrieben werden, mit einer Systemmatrix, die, wie sich unten zeigt, symmetrisch ist. Durch Ausnutzung der Symmetrie des mechanischen Spannungs- und Verzerrungstensors kann die Systemmatrix auf eine 10×10-Matrix reduziert werden.
Dem ersten und zweiten Hauptsatz der Thermodynamik zufolge ist das Differenzial der inneren Energie$^{:179}$
    $\mathrm {d} U=\sigma _{ij}\mathrm {d} \varepsilon _{ij}+E_{j}\mathrm {d} D_{j}+T\mathrm {d} s$
Das Differenzial der Funktion
    $\phi =U-\sigma _{ij}\varepsilon _{ij}-E_{i}D_{i}-Ts$
wird damit
    $\mathrm {d} \phi =-\varepsilon _{ij}\mathrm {d} \sigma _{ij}-D_{i}\mathrm {d} E_{i}-s\mathrm {d} T=\left({\frac {\partial \phi }{\partial \sigma _{ij}}}\right)_{E,T}\mathrm {d} \sigma _{ij}+\left({\frac {\partial \phi }{\partial E_{i}}}\right)_{\sigma ,T}\mathrm {d} E_{i}+\left({\frac {\partial \phi }{\partial T}}\right)_{\sigma ,E}\mathrm {d} T$
Koeffizientenvergleich liefert
    $\left({\frac {\partial \phi }{\partial \sigma _{ij}}}\right)_{E,T}=-\varepsilon _{ij},\quad \left({\frac {\partial \phi }{\partial E_{i}}}\right)_{\sigma ,T}=-D_{i},\quad \left({\frac {\partial \phi }{\partial T}}\right)_{\sigma ,E}=-s$
und nach dem Satz von Schwarz mit Gleichung (*)
    ${\begin{aligned}-\left({\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial E_{k}\partial \sigma _{ij}}}\right)_{T}=&\left({\frac {\partial D_{k}}{\partial \sigma _{ij}}}\right)_{E,T}=\left({\frac {\partial \varepsilon _{ij}}{\partial E_{k}}}\right)_{\sigma ,T}=d_{kij}^{T}\\-\left({\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial T\partial \sigma _{ij}}}\right)_{E}=&\left({\frac {\partial s}{\partial \sigma _{ij}}}\right)_{E,T}=\left({\frac {\partial \varepsilon _{ij}}{\partial T}}\right)_{\sigma ,E}=\alpha _{ij}^{E}\\-\left({\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial T\partial E_{i}}}\right)_{\sigma }=&\left({\frac {\partial s}{\partial E_{i}}}\right)_{\sigma ,T}=\left({\frac {\partial D_{i}}{\partial T}}\right)_{\sigma ,E}=p_{i}^{\sigma }\end{aligned}}$
Dies zeigt:$^{:180}$
* Die oben erwähnte Systemmatrix von Gleichung (*) ist symmetrisch.
* Die Koeffizienten des inversen Piezoeffekts sind gleich denen des direkten Effekts.
* Die Koeffizienten für die thermische Ausdehnung sind gleich denen für den piezokalorischen Effekt.
* Die Koeffizienten für den pyroelektrischen Effekt sind gleich denen für den elektrokalorischen Effekt.

#### Thermo- und Elektromechanische Gleichgewichtseigenschaften

Das trikline Kristallsystem umfasst die beiden Kristallklassen (Punktgruppen), die in den Tabellen aufgeführt sind.
| Kristallsystem | Triklin |
| Kristallklasse¹, ¹=$^{:33}$ | 1 |
| Her­mann-Mauguin-Symbol¹ | 1 |
| #Symmetriegruppe¹ | $\{\mathbf {1} \}$ |
| Gruppenordnung¹ | 1 |
| Systemmatrix:$^{:296}$ σ$_1$ σ$_2$ σ$_3$ σ$_4$ σ$_5$ σ$_6$ E$_1$ E$_2$ E$_3$ 𝚫T ε$_1$ S$_{11}$  S$_{12}$ S$_{13}$ S$_{14}$ S$_{15}$ S$_{16}$ d$_{11}$  d$_{21}$ d$_{31}$ α$_1$ ε$_2$ S$_{12}$ S$_{22}$  S$_{23}$ S$_{24}$ S$_{25}$ S$_{26}$ d$_{12}$ d$_{22}$  d$_{32}$ α$_2$ ε$_3$ S$_{13}$ S$_{23}$ S$_{33}$  S$_{34}$ S$_{35}$ S$_{36}$ d$_{13}$ d$_{23}$ d$_{33}$  α$_3$ ε$_4$ S$_{14}$ S$_{24}$ S$_{34}$ S$_{44}$  S$_{45}$ S$_{46}$ d$_{14}$ d$_{24}$ d$_{34}$ α$_4$ ε$_5$ S$_{15}$ S$_{25}$ S$_{35}$ S$_{45}$ S$_{55}$  S$_{56}$ d$_{15}$ d$_{25}$ d$_{35}$ α$_5$ ε$_6$ S$_{16}$ S$_{26}$ S$_{36}$ S$_{46}$ S$_{56}$ S$_{66}$  d$_{16}$ d$_{26}$ d$_{36}$ α$_6$ D$_1$ d$_{11}$ d$_{12}$ d$_{13}$ d$_{14}$ d$_{15}$ d$_{16}$ κ$_{11}$  κ$_{12}$ κ$_{13}$ p$_1$ D$_2$ d$_{21}$ d$_{22}$ d$_{23}$ d$_{24}$ d$_{25}$ d$_{26}$ κ$_{12}$ κ$_{22}$  κ$_{23}$ p$_2$ D$_3$ d$_{31}$ d$_{32}$ d$_{33}$ d$_{34}$ d$_{35}$ d$_{36}$ κ$_{13}$ κ$_{23}$ κ$_{33}$  p$_3$ 𝚫s α$_1$ α$_2$ α$_3$ α$_4$ α$_5$ α$_6$ p$_1$ p$_2$ p$_3$ c$_σ$/T ||
| Kristallsystem | Triklin |
| Kristallklasse¹, ¹=$^{:33}$ | 2 |
| Her­mann-Mauguin-Symbol¹ | 1 |
| #Symmetriegruppe¹ | $\{-\mathbf {1} ,\mathbf {1} \}$ |
| Gruppenordnung¹ | 2 |
| Systemmatrix:$^{:296}$ σ$_1$ σ$_2$ σ$_3$ σ$_4$ σ$_5$ σ$_6$ E$_1$ E$_2$ E$_3$ 𝚫T ε$_1$ S$_{11}$  S$_{12}$ S$_{13}$ S$_{14}$ S$_{15}$ S$_{16}$  ·  ·  · α$_1$ ε$_2$ S$_{12}$ S$_{22}$  S$_{23}$ S$_{24}$ S$_{25}$ S$_{26}$  ·  ·  · α$_2$ ε$_3$ S$_{13}$ S$_{23}$ S$_{33}$  S$_{34}$ S$_{35}$ S$_{36}$  ·  ·  · α$_3$ ε$_4$ S$_{14}$ S$_{24}$ S$_{34}$ S$_{44}$  S$_{45}$ S$_{46}$  ·  ·  · α$_4$ ε$_5$ S$_{15}$ S$_{25}$ S$_{35}$ S$_{45}$ S$_{55}$  S$_{56}$  ·  ·  · α$_5$ ε$_6$ S$_{16}$ S$_{26}$ S$_{36}$ S$_{46}$ S$_{56}$ S$_{66}$   ·  ·  · α$_6$ D$_1$  ·  ·  ·  ·  ·  · κ$_{11}$  κ$_{12}$ κ$_{13}$  · D$_2$  ·  ·  ·  ·  ·  · κ$_{12}$ κ$_{22}$  κ$_{23}$  · D$_3$  ·  ·  ·  ·  ·  · κ$_{13}$ κ$_{23}$ κ$_{33}$   · 𝚫s α$_1$ α$_2$ α$_3$ α$_4$ α$_5$ α$_6$  ·  ·  · c$_σ$/T ||
Die Symmetriegruppe 2 gehört zu den elf mechanischen Symmetriegruppen oder Anisotropietypen, bei denen die Lage der Atome oder Moleküle in der Elementarzelle die Symmetrien des Kristallgitters widerspiegelt, und sie enthält die Punktspiegelung -1.$^{:35}$
Die Systemmatrix der physikalischen Eigenschaften ist symmetrisch, siehe #Thermodynamik, und erfasst hier nur die linearen Effekte einer Theorie erster Ordnung. Der zehnparametrige Zustandsvektor enthält die mechanischen Spannungen σ$_k$, die Elektrische Feldstärke E$_j$ und die Temperatur­differenz 𝚫T. Sie verursachen Dehnungen ε$_k$, dielektrische Verschiebungen D$_j$ und Entropie­änderungen 𝚫s, was hier klein geschrieben wird, um eine Verwechselung mit den Koeffizienten der Nachgiebigkeitsmatrix zu vermeiden. Die Matrix gibt die Kopplungsgrößen an, wobei die Punkte · für nullen stehen. In der ersten Kristallklasse beschreiben 55, in der zweiten 34 Parameter alle hier aufgeführten, linearisierten, physikalischen Effekte.
Die Gleichungen werden unten in Voigtscher Indexnotation geschrieben. Bei den piezoelektrischen Verzerrungskoeffizienten d$_{ik}$, den Ausdehnungskoeffizient α$_k$, den Verzerrungen ε$_k$ und Spannungen σ$_k$ sind für k die Zuordnungen 1→11, 2→22, 3→33, 4→23, 5→13, 6→12 zu beachten, die bei den Nachgiebigkeitskoeffizienten S$_{jk}$ auf beide Indizies anwendbar sind.$^{:180}$

##### Elastizität (Physik)

    Die Nachgiebigkeitsmatrix mit Koeffizienten S$_{jk}$ vermittelt zwischen Spannungen und Dehnungen, wie im Abschnitt #Triklin anisotrope lineare Elastizität dargelegt: ε$_j$=S$_{jk}$ σ$_k$

##### Inverser Piezoeffekt

    Anlegen einer elektrischen Spannung bewirkt eine Verformung: ε$_k$=E$_j$ d$_{jk}$ gemäß den piezoelektrischen Verzerrungskoeffizienten d$_{jk}$. Dieser Effekt ist nur in der ersten Kristallklasse zu beobachten.

##### Thermische Ausdehnung

    Eine Temperaturerhöhung lässt das Material sich in allen Raumrichtungen ausdehnen: ε$_k$=α$_k$ 𝚫T$^{:176}$ Die Ausdehnungskoeffizienten sind die Koeffizienten eines symmetrischen Tensors zweiter Stufe. Eine Temperaturänderung bewirkt neben Normaldehnungen auch Schubverzerrungen.

##### Piezoeffekt

    Eine mechanische Spannung erzeugt eine dielektrische Verschiebung D$_j$=d$_{jk}$ σ$_k$, was nur in der ersten Kristallklasse möglich ist.

##### Permittivität

    Eine angelegte elektrischen Feldstärke E$_i$ bewirkt mit der Permittivität κ$_{ij}$ eine dielektrische Verschiebung D$_i$=κ$_{ij}$ E$_j$.

##### Pyroelektrischer Effekt

    Eine Temperaturänderung 𝚫T bewirkt eine dielektrische Verschiebung D$_i$=p$_i$ 𝚫T mit der pyroelektrischen Konstante p$_i$, die in der zweiten Kristallklasse null ist, d. h. der Effekt tritt dort nicht auf.

##### Entropie­änderung

    Eine Entropieänderung wird durch mechanische und elektrische Spannungen sowie eine Temperaturänderung erzeugt: 𝚫s=α$_k$ σ$_k$+p$_i$ E$_i$+(c$_σ$/T) 𝚫T, wobei c$_σ$ die spezifische Wärmekapazität bei konstanter mechanischer Spannung ist.$^{:176}$ In der zweiten Kristallklasse trägt die elektrische Spannung wegen p$_{1,2,3}$=0 nichts dazu bei.

### Transport-Eigenschaften

Bei den Eigenschaften in diesem Abschnitt geht es um Transport von Wärme oder elektrischer Ladung, Prozesse die mit Dissipation und Irreversibilität zu tun haben.

#### Wärmeleitfähigkeit

In der triklinen Anisotropie ist die Wärmestromdichte ${\dot {\vec {q}}}$ nicht – wie in isotropen Medien – antiparallel zum Temperaturgradient grad T, weshalb für die Wärmeleitfähigkeit λ ein Wärmeleitfähigkeitstensor λ einzusetzen ist:$^{:195}$
    ${\dot {\vec {q}}}=-{\boldsymbol {\lambda }}\cdot \mathrm {grad} \,T$
Der Wärmeleitfähigkeitstensor ist symmetrisch und in der triklinen Anisotropie voll besetzt.$^{:195}$
Das Onsagersche Prinzip führt zwar nur darauf, dass die Divergenz des schiefsymmetrischen Anteils div(λ-λ$^⊤$) den Nullvektor ergibt, λ also durchaus schiefsymmetrisch sein kann (das hochgestellte „⊤“ bedeutet eine Transponierung). Da dies aber erstens zu keinen messbaren Effekten führt und zweitens die Konsequenz hätte, dass das Vakuum eine nicht verschwindende Wärmeleitfähigkeit besitzen müsste, ist die Annahme der Symmetrie zwar nicht erzwungen, so doch statthaft.$^{:211}$

#### Spezifischer Widerstand

In der triklinen Anisotropie ist die Stromdichte J$_i$ nicht – wie in isotropen Medien – parallel zur elektrischen Feldstärke E$_i$, weshalb sich der spezifische Widerstand ρ als Tensor zweiter Stufe darstellt:$^{:204f}$
    E$_i$=ρ$_{ik}$ J$_k$
Die elektrische Leitfähigkeit σ ist dann ebenfalls ein Tensor:
    J$_i$=σ$_{ik}$ E$_k$
(nicht zu verwechseln mit dem mechanischen Spannungstensor.) Diese Tensoren sind symmetrisch und in der triklinen Anisotropie voll besetzt.

#### Thermoelektrizität

Die Thermoelektrizität wird im anisotropen Stoff mathematisch beschrieben durch die Gleichungen$^{:225}$
    ${\begin{aligned}\mathrm {grad} \,{\bar {\mu }}=&-e^{2}{\boldsymbol {\rho }}\cdot {\vec {J}}^{e}-{\boldsymbol {\Sigma }}\cdot \mathrm {grad} \,T\\{\dot {\vec {q}}}=&T{\boldsymbol {\Sigma }}^{\top }\cdot {\vec {J}}^{e}-{\boldsymbol {\lambda }}\cdot \mathrm {grad} \,T\end{aligned}}$
mit
* dem elektrochemischen Potential μ des Elektrons,
* der Ladung des Elektrons -e,
* der Stromdichte ${\vec {J}}^{e}=-{\vec {J}}/e$,
* dem thermoelektrischen Tensor Σ, der die thermoelektrischen Eigenschaften des Kristalls verkörpert,
* dem spezifischen Widerstand ρ
* dem Temperaturgradient grad T und
* dem Wärmeleitfähigkeitstensor λ
Der thermoelektrische Tensor Σ ist unsymmetrisch und im triklinen Material voll besetzt.$^{:227}$

### Optische Eigenschaften

Bei den Eigenschaften in diesem Abschnitt geht es darum, wie durchsichtige Kristalle auf sie durchdringendes Licht wirken und wie das von äußeren Einflüssen abhängt. Allgemein lässt sich sagen:
   “A crystal under an external influence will exhibit only those symmetry elements that are common to the crystal without the influence and the influence without the crystal”
   „Ein Kristall unter äußerem Einfluss weist nur die Symmetrieelemente auf, die dem Kristall ohne Einfluss und dem Einfluss ohne den Kristall gemeinsam sind“
Ein äußerer Einfluss vermag die Symmetrieeigenschaften eines Kristalls nur zu verringern. Wenn ein dem Kristall (ohne Einfluss) und dem äußeren Einfluss (bevor er auf das Kristall angewendet wird) gemeinsames Symmetrieelement auf das Kristall und den äußeren Einfluss angewendet wird, dann wird sich bei beiden keine Veränderung zeigen.

#### Doppelbrechung

Der Brechungsindex ist eine Materialeigenschaft, die nach dem snelliusschen Brechungsgesetz angibt, wie groß die Richtungsänderung eines Lichtstrahls beim Durchtritt durch ein transparentes Kristall sein wird. Der Brechungsindex lässt sich anschaulich aus dem Indexellipsoid ableiten, dessen Halbachsen erstens parallel zu den Eigenvektoren der dielektrischen Moduln η$_{ij}$ ausgerichtet und deren Länge zweitens eine Funktion der entsprechenden Eigenwerte sind. Die dielektrischen Moduln sind an denselben Stellen besetzt wie die Permittivität κ$_{ij}$ und daher wie sie symmetrisch (η$_{ij}$=η$_{ji}$). Triklin anisotrope Stoffe sind optisch zweiachsig, denn sie besitzen sechs unabhängige dielektrische Moduln.$^{:296}$ Ferner beeinflussen mechanische und elektrische Spannungen die Moduln, siehe #Photoelastischer und elektrooptischer Effekt.

#### Photoelastischer und elektrooptischer Effekt

Die dielektrischen Moduln, siehe #Doppelbrechung, werden von der elektrischen Feldstärke E$_k$ und von mechanischen Spannungen σ$_{kl}$ beeinflusst:
    𝚫η$_{ij}$=z$_{ijk}$ E$_k$ + π$_{ijkl}$ σ$_{kl}$
Die z$_{ijk}$ werden elektro-optische und die π$_{ijkl}$ piezo-optische Koeffizienten genannt.$^{:244}$ Ein einachsiger Zug oder ein elektrisches Feld ergibt auf diese Weise ein optisch zweiachsiges Kristall.$^{:246}$ Die η$_{ij}$ sind aus den gleichen Gründen symmetrisch (η$_{ij}$=η$_{ji}$) wie die Permittivität κ$_{ij}$, siehe #Thermodynamik. Von den 27 möglichen elektro-optischen Koeffizienten sind daher nur 18 unabhängig, genauso viele wie piezoelektrische Verzerrungskoeffizienten d$_{ijk}$, siehe #Thermo- und Elektromechanische Gleichgewichtseigenschaften. Der elektro-optische Effekt tritt daher nur in der ersten und nicht in der zweiten Kristallklasse auf.
Weil der mechanische Spannungstensor σ$_{ij}$ symmetrisch ist, sind von den 3$^4$=81 piezo-optischen Koeffizienten nur 36 unabhängig (wegen π$_{ijkl}$=π$_{ijlk}$=π$_{jikl}$.) Diese Anzahl wird in der triklinen Anisotropie für die Beschreibung der optischen Elastizität gebraucht, weil keine weiteren Symmetrien auftreten.$^{:250}$

#### Optische Aktivität

Die optische Aktivität bezeichnet die Eigenschaft durchsichtiger Materialien die Polarisations­richtung des durchdringenden Lichts zu drehen. Der Drehwinkel ist$^{:262,266}$
    $\phi ={\frac {\pi d}{\lambda _{0}{\bar {n}}}}({\hat {k}}\cdot \mathbf {g} \cdot {\hat {k}})$
mit
* der Wellenlänge im Vakuum λ$_0$,
* dem Brechungsindex n auf der optischen Achse,
* dem Wellenvektor ${\hat {k}}$,
* dem symmetrischen Drehtensor (englisch gyration tensor)$^{:272}$ zweiter Stufe g und
* der Distanz d, die das Licht im Kristall zurücklegt.
Ein Kristall, dessen #Symmetriegruppe die Punktspiegelung -1 enthält, kann nicht optisch aktiv sein$^{:271}$, und daher ist in der zweiten Kristallklasse g=0. Im triklin anisotropen Material der ersten Kristallklasse besitzt der Drehtensor sechs unabhängige Komponenten.