剧外场的响应呈现局城即时线形各向同性的响应。 (1)其次在铁电和铁磁物质或强场情况下,P与E、M与H之间将不再是齐次的线 性关系 (2)另外剧各向异性的介质来说,介电常数和磁导率都是剧称张量,场强和感应 场强之间的关系推广为D=EEk;B1=Hk; (3)在高颜情况下,由于场变化得很快,以至于极化电荷和磁化电流跟不上场的变 化.这时的响应可以写成D()=(-1)E()',但当外杨随时间以频率a简 谐变化时,傅立叶分折显示对单颜仍然有D(O)=E(0)E()。所以极化率和磁化 率都将是频率的函数.因而E=E(),H=p() ()有些材得中响应是DG)==(-P)EGF)dr',也就是说在门处的扰动会在 r出产生响应,我们称之为非局域效应,或者叫作空间色散。然而射特定的以某 个k为波矢在空间变化的场,经过傅立叶变换可知,D(k)=E(k)E(k)此时E 是k的函数 §1.6麦克斯韦方程组的边界条件 Maxwell方程组的精妙之处在于其在不同介质的交界面上“自带”边界条件, 无须外设。这点是其超越其它许多方程(如流体力学方程)的地方。在界面上, 微分形式的麦克斯韦方程失去意义,但积分形式仍可使用。这一节我们就从积分 形式的场方程出发导出交界面两边 Maxwell方程的边界条件。 对应vD=P的积分形式是 ∮bd=∫ 如图所示,定义界面的方向矢量为介质2指向介质1 的单位方向矢量n,横跨介质的分界面做一扁平的柱体, 两个底面平行于界面,分别为△S1=△Sh 及△S,=-ASn,高度h。当h趋向于0时,D在侧表面的积分趋于0,因此, ∮DdS=△,D+△S3D2=△S(,D一,D2)=9, 其中qr为柱体内的自由电荷量。在△S→0时,我们进一步得到 D =, (16.1)7 对外场的响应呈现局域/即时/线形/各向同性的响应。 （1） 其次在铁电和铁磁物质或强场情况下， P  与 E  、 M  与 H  之间将不再是齐次的线 性关系； （2） 另外，对于各向异性的介质来说，介电常数和磁导率都是对称张量，场强和感应 场强之间的关系推广为 ; D EB H i ik k i ik k     ； （3） 在高频情况下，由于场变化得很快，以至于极化电荷和磁化电流跟不上场的变 化．这时的响应可以写成 D t t t E t dt ( ) ( ') ( ') '      。但当外场随时间以频率 简 谐变化时，傅立叶分析显示对单频仍然有 D E () ()()       。所以极化率和磁化 率都将是频率的函数．因而     ,    。 （4） 有些材料中，响应是 Dr r r Er d ( ) ( ') ( ') '           ，也就是说，在 r’处的扰动会在 r 出产生响应，我们称之为非局域效应，或者叫作空间色散。然而对特定的以某 一个 k 为波矢在空间变化的场，经过傅立叶变换可知， Dk k Ek () ()()        此时 是 k 的函数 §1.6 麦克斯韦方程组的边界条件 Maxwell 方程组的精妙之处在于其在不同介质的交界面上“自带”边界条件， 无须外设。这点是其超越其它许多方程（如流体力学方程）的地方。在界面上， 微分形式的麦克斯韦方程失去意义，但积分形式仍可使用。这一节我们就从积分 形式的场方程出发导出交界面两边 Maxwell 方程的边界条件。 对应  D  f  的积分形式是 D dS df          如图所示，定义界面的方向矢量为介质 2 指向介质 1 的单位方向矢量n  ，横跨介质的分界面做一扁平的柱体， 两个底面平行于界面，分别为 1 S Sn     及 2    S Sn   ，高度 h。当 h 趋向于 0 时，D 在侧表面的积分趋于 0，因此， 11 2 2 1 2 ( ) D dS S D S D S n D n D qf                      ， 其中 f q 为柱体内的自由电荷量。在S  0 时，我们进一步得到 112   f nDD      （1.6.1） D2 1 2 n D1