代入方程组(15.8)式化简可得: v·D=pr Vx (1.5.10) vB= V×H +0 其中新引入的辅助矢量D称为电位移矢量,称为磁场强度。它们的导入使方 程组只出现自由电荷和自由电流,仅仅是为了便于讨论问题。而它们本身不是 真实的场,它们不会对身处其中的电荷电流产生作用力。 4,本构关系 现在考虑示意图中最后一步:局域总场的改变是如何与极(磁)化程度自洽 的。这就需要确定(1.58)中的极(磁)化强度等物理量如何与总电(磁)场自 洽决定的。换言之,必须确定麦克斯韦方程(1.5.10)导入量D,H与E,B之间的关 系,才能求出方程组的解。这些关系式被称为本构关系,与具体的材料有关系 我们的世界之所以如此丰富多彩就是因为我们有各种各样的具有不同本构关系 的介质 对线性介质,利用(1.52)及(1.59)得 D=a B=uH (1.5.11) 其中 E=E,5=(1+x)E04=H4=(1+xm) (1.5.12) 叫做介电常数及磁导率,EnM称为相对介电常数及相对磁导率(无量纲量)。利 用(1.59),可将(1.59)中第2式改写为M=XnH,结合(1.511)可以看出, 历史上以为H是基本量与E的地位相同,对磁化率的定义是针对H场的!将本 构关系带入无源空间的 Maxwell方程组,得 V·E=0 尔q V×E=-4 其中E和H完美对称。另外需要指出的是:导体本身就是一种特殊的电磁介质 它的本构关系就是欧姆定律j=aE 应当指出,这里我们给出的本构关系是最简单的一种(尽管是最常见的)-极(磁)化6 代入方程组（1.5.8）式化简可得： 0 f f D E B t B D H j t                               （1.5.10） 其中新引入的辅助矢量 D  称为电位移矢量， H  称为磁场强度。它们的导入使方 程组只出现自由电荷和自由电流，仅仅是为了便于讨论问题。而它们本身不是 真实的场，它们不会对身处其中的电荷/电流产生作用力。 4．本构关系 现在考虑示意图中最后一步：局域总场的改变是如何与极（磁）化程度自洽 的。这就需要确定（1.5.8）中的极（磁）化强度等物理量如何与总电（磁）场自 洽决定的。 换言之，必须确定麦克斯韦方程(1.5.10)导入量 D H,   与 E, B   之间的关 系，才能求出方程组的解。这些关系式被称为本构关系，与具体的材料有关系 – 我们的世界之所以如此丰富多彩就是因为我们有各种各样的具有不同本构关系 的介质。 对线性介质，利用（1.5.2）及（1.5.9）得 , D E B H            （1.5.11） 其中 0 0 (1 )   r e     0 0 (1 )      r m   （1.5.12） 叫做介电常数及磁导率， r  r 称为相对介电常数及相对磁导率（无量纲量）。利 用（1.5.9），可将（1.5.9）中第 2 式改写为M  m H   ，结合（1.5.11）可以看出， 历史上以为 H 是基本量与 E 的地位相同，对磁化率的定义是针对 H 场的！将本 构关系带入无源空间的 Maxwell 方程组，得 0 0 E E H t H E H t                              其中 E 和 H 完美对称。另外需要指出的是：导体本身就是一种特殊的电磁介质， 它的本构关系就是欧姆定律 j E    应当指出，这里我们给出的本构关系是最简单的一种（尽管是最常见的）- 极（磁）化