В  настоящее время общепринятой является точка зрения о том, что диэлектрическая проницаемость диэлектриков  зависит от частоты. Вот выдержка из Большой Советской энциклопедии о том, что такое диэлектрическая проницаемость:
Диэлектрическая проницаемость, величина, характеризующая диэлектрические свойства среды - ее реакцию на электрическое поле. В соотношении D = eЕ, где Е - напряженность электрического поля, D - электрическая индукция в среде, Диэлектрическая проницаемость - коэффициент пропорциональности e. В большинстве диэлектриков при не очень сильных полях Диэлектрическая проницаемость не зависит от поля Е. В сильных электрических полях (сравнимых с внутриатомными полями), а в некоторых диэлектриках (например, сегнетоэлектриках) в обычных полях зависимость D от Е - нелинейная (см. Нелинейная оптика).

  Величина Диэлектрическая проницаемость существенно зависит от типа вещества и от внешних условий (температуры, давления и т.п.). В переменных электрических полях Диэлектрическая проницаемость зависит от частоты поля Е (см. Диэлектрики). О методах измерения Диэлектрическая проницаемость см. Диэлектрические измерения.

Обратите внимание на предпоследнюю строчку, где говорится, что диэлектрическая проницаемость диэлектриков зависит от частоты.  О том, что диэлектрическая проницаемость диэлектриков зависит от частоты написано в многочисленных монографиях, учебных пособиях и справочниках. То, что это именно так, считали такие учёные, как Друде, Хевисайд, Вулл, Ландау, Гинзбург, Тамм, Ахиезер [1-4] и многие другие. Неужели такие великие учёные могли ошибиться в столь важном вопросе.  Но, тем не менее, это так, и сейчас мы попытаемся это доказать.
В работах[5-6] http://fmnauka.narod.ru/link2.html http://arxiv.org/abs/physics/0402084  http://fmnauka.narod.ru/link3.html
 уже были рассмотрены ошибки, касающиеся введения понятия частотозависимой (диспергирующей) диэлектрической проницаемости плазмы. Примерно такого же плана ошибка произошла и при введении понятия частотной дисперсии диэлектрической проницаемости диэлектриков, только в этом случае эта ошибка ещё более завуалирована [5-6].
При рассмотрении проводящих сред было показано, что протекающие в них электродинамические процессы эквивалентны тем, которые имеют место в параллельном резонансном контуре. Именно такое рассмотрение дало возможность показать несостоятельность концепции частотной дисперсии диэлектрической проницаемости плазмы. Как будет показано ниже колебательные процессы в атомах и молекулах, в которых заряды связаны, эквивалентны колебательным процессам в последовательном колебательном контуре. Поэтому рассмотрим дисперсионные соотношения для такого контура, когда индуктивность  и ёмкость  соединены последовательно.
Связь между током ,  протекающим через ёмкость , и напряжением , приложенному к ней, определяется соотношениями

  (1)

и

.  (2)

Для индуктивности эта связь запишется:

  (3)

и

.  (4)

Если ток, текущий через  последовательный контур, меняется по гармоническому закону , то падение напряжения на индуктивности и ёмкости соответственно составит

  (5)

и

,   (6)

а суммарное приложенное напряжение будет

.  (7)

В этом соотношении величина, стоящая в скобках, представляет реактивное сопротивление последовательного резонансного контура. Напряжения, генерируемые на ёмкости и индуктивности, находятся в противофазе, и, в зависимости от частоты, контур может иметь то ли индуктивное, то ли ёмкостное реактивное сопротивление. В точке резонанса суммарное реактивное сопротивление равно нулю.
Очевидно, что связь между  суммарным приложенным напряжением  и током, протекающим через контур, будет определяться соотношением

.  (8)

Учитывая, что резонансная частота контура

,  (9)

запишем

.  (10)

Сравнивая это соотношение с соотношением (2) нетрудно видеть, что последовательный резонансный контур, состоящий из индуктивности  и ёмкости , можно представить в виде частотозависимой ёмкости

.  (11)

Но такое представление  вовсе не означает, что мы где-то потеряли индуктивность. Просто она спрятана в резонансной частоте контура . Соотношение (10) это всего лишь математическая форма записи соотношения (8). Следовательно,  это некий сборный математический параметр, который не является ёмкостью контура.
Соотношение (8) можно переписать и по-другому 

   (12)

и считать, что

.  (13)

Конечно, параметр , введённый в соответствии с соотношениями (11) и (13)  никакого отношения к ёмкости не имеет.
Рассмотрим соотношение (10) для двух предельных случаев.
Когда   имеем

. (14)

Этот результат понятен, т.к. на низких частотах реактивное сопротивление индуктивности, включённой последовательно с ёмкостью, значительно меньше ёмкостного и его можно не учитывать.
Для случая, когда  , имеем

 . (15)

Учитывая, что для гармонического сигнала 

, (16)

из (15) получаем

. (17)
 
В данном случае, наоборот, реактивное сопротивление ёмкости значительно меньше, чем у индуктивности и цепь имеет индуктивное сопротивление.
Проведенный анализ говорит о том, что на практике очень трудно отличить поведение резонансного контура от чистой индуктивности или ёмкости, особенно вдали от резонанса, где отличия практически отсутствуют. Для того чтобы понять истинный состав исследуемой цепи необходимо снять амплитудную и фазовую характеристику цепи в широком диапазоне частот.  В случае резонансного контура такая зависимость будет иметь типичный резонансный характер, когда по обе стороны резонанса характер реактивного сопротивления будет разным. На частотах ниже резонансного значения будет иметь место ёмкостное реактивное сопротивление, а выше – индуктивное. Однако это не означает, что реальные элементы контура – ёмкость или индуктивность зависят от частоты.
Далее будет показано, что именно непонимание этого факта и привело к тому, что до сих пор все считают, что диэлектрическая проницаемость диэлектриков может зависеть от частоты. Известно, что в диэлектриках имеют место резонансные явления на самых разных частотах. При этом небольшой объём диэлектрика, в котором распределение полей можно считать однородным в направлении нормальном к электрическому полю, эквивалентен последовательному резонансному контуру. Именно это и означает, что такие диэлектрики, будучи расположенными между обкладками конденсатора, и дают зависимость их ёмкости от частоты. Но это отнюдь не означает, что диэлектрическая проницаемость таких диэлектриков зависит от частоты, а говорит о том, что  атомы или молекулы, входящие в состав диэлектрика, подобно резонансному контуру, имеют как удельную индуктивность, так и ёмкость, которые от частоты не зависят. Чтобы выяснить, какие  характеристики приводят к наличию таких параметров, перейдём к рассмотрению физических процессов в диэлектриках.  
Электродинамические процессы, имеющие место в диэлектриках, достаточно разнообразны.  Рассмотрим простейшую модель  электронной поляризации атомов и молекул. В этом случае отдельный атом или молекула может быть представлена как механический осциллятор, когда заряд, имеющий массу, под воздействием электрических сил осуществляет вынужденное колебательное движение около центра масс. В этом случае отклонение поляризуемых зарядов от положения равновесия  определяется величиной электрического поля и коэффициентом упругости, характеризующего упругость сил связи зарядов в атомах и молекулах.  Эти величины связаны соотношением

 (18)

где   - параметры, первый из которых это отклонение зарядов от положения равновесия, а второй - представляет коэффициентом упругости, характеризующий упругость электрических сил связи зарядов в атомах и молекулах.
Вводя резонансную частоту связанных зарядов

   , (19)

из  (18) получаем

     (20)

 Видно, что в соотношении  (20) как параметр уже присутствует частота собственных колебаний, в которую входит масса заряда. Это говорит о том, что инерционные свойства колеблющихся зарядов, подобно индуктивности в колебательном контуре,  будут влиять на колебательные процессы поляризуемых атомов и молекул. С этим и связана зависимость величины вектора поляризации от частоты электрического поля.   Введем вектор поляризации

    (21)

Зависимость вектора поляризации от частоты, связана с наличием массы у зарядов и их инерционность не позволяет этому вектору точно следовать за электрическим полем, достигая в каждый момент времени своего статического значения.
 При совпадении частоты поля в диэлектрике с резонансной частотой отдельного атома или молекулы, вектор поляризации стремится к бесконечности. Это означает наличие резонанса на этой частоте.
Поскольку электрическая индукция определяется соотношением

,    (22)   

то второе уравнение Максвелла приобретает вид:

     (23)
или

 ,  (24)

где   - суммарный ток, протекающий через образец.
В этом выражении первый член правой части представляет ток смещения в вакууме, а второй – ток, связанный с наличием связанных зарядов в атомах или молекулах диэлектрика.
 В выражении (24) снова появилась удельная кинетическая индуктивность зарядов, участвующих в колебательном процессе

 . (25)

Данная кинетическая индуктивность определяет кинетическую индуктивность связанных зарядов.Это и не странно, т.к. колеблющиеся заряды тоже имеют массу, а, следовательно, обладают инерцией.
С учётом этого соотношение (24) можно переписать

   (26)
или

,  (27)
 или

, (28)
 или

, (29)

где

. (30)

Соотношение (30) определяет плазменную частота зарядов, входящих в состав атомов или молекул диэлектрика, в том случае, если бы эти заряды были свободны.
Покажем, что эти  результаты  можно получить,  и не вводя вектор поляризации. Это легко сделать,  вычисляя плотности токов. Рассматриваемые нами молекулы или атомы находятся в вакууме. Правда, у читателей может возникнуть вопрос, о каком вакууме может идти речь, если имеется твердое тело. В этом случае действительно плотность атомов или молекул очень высока, но всё равно между ними находится вакуум и токи смещения, хотя и могут быть значительно меньше, чем токи, связанные с движением зарядов, но они всё равно будут присутствовать.   
Запишем суммарную плотность тока как сумму плотностей тока смещения и тока проводимости

 (31)

Воспользовавшись соотношением (20) для нахождения скорости колеблющихся зарядов, получим

.  (32)

Подставляя это выражение в соотношение (31), получаем

  (33)

или

.   (34)

 Соотношения (27) и (34) полностью совпадают.
И, конечно же, у нас опять возникает большой соблазн назвать величину, стоящую перед производной в соотношении (29), диспергирующей (частотозависимой) диэлектрической проницаемостью диэлектрика, что и делается в настоящее время во всех существующих литературных источниках, где обсуждаются вопросы частотной дисперсии в диэлектриках. Но правильное ли такое определение?
Для ответа на этот вопрос рассмотрим структуру  токов, протекающих в диэлектрике, представленных правой частью соотношений (34) и (27). Первый член правой части, как уже было сказано, представляет ток смещения в вакууме, в котором расположены атомы или молекулы. Второй член представляет токи, связанные с наличием в вакууме атомов и молекул самого диэлектрика. Этот ток полностью идентичен току, который имеет место в последовательном колебательном контуре (см. соотношение (12)).  Следовательно, эквивалентная схема единичного объёма диэлектрика, в котором токовое распределение можно считать однородным, может быть представлена как последовательный колебательный контур с той лишь разницей, что в качестве индуктивности контура следует взять кинетическую индуктивность зарядов.  Если учесть и ток смещения в вакууме, то параллельно с контуром нужно включить ещё и ёмкость, равную диэлектрической проницаемости вакуума.
Таким образом, как и в случае с плазмой, коэффициент, стоящий перед производной в соотношении (29), не является диэлектрической проницаемостью, а является сборным параметром и в него входят теперь уже сразу три не зависящих от частоты параметра. Кроме диэлектрической проницаемости вакуума в него входят ещё две  характеристические частоты. Частота  (назовём её собственной), является индивидуальной характеристикой каждого атома или молекулы и предполагается, что от  плотности заполнения  пространства атомами и молекулами она не зависит,  и в пространстве атомы и молекулы расположении на таком расстоянии, что их взаимное влияние друг на друга отсутствует.  Напротив  (назовём её плазменной частотой диэлектрика) зависит от плотности упаковки атомов и молекул в составе диэлектрика. И здесь возникает важный вопрос, а что если в его состав входят различные группы разнородных атомов и молекул? В этом случае каждая такая группа будет характеризоваться собственной резонансной частотой, плазменная же частота  будет характеризоваться   плотностью атомов или молекул входящих в состав диэлектрика. Теперь  можно представить, какое разнообразие различных резонансов может наблюдаться в многокомпонентных системах. Этим и определяется то разнообразие красок, которое мы видим вокруг, поскольку на резонансных частотах  происходит максимальное отражение или поглощение сигнала заданной частоты электромагнитных колебаний, чем выделяется заданный цвет видимого нами объекта. И чем чище мы видим свет, например, в рубине или сапфире, тем добротнее тот резонанс атома или молекулы, частоту которого мы наблюдаем.     
Рассмотрим два предельных случая:
Если   то из (29) получаем

. (35)

В этом случае коэффициент, стоящий перед производной, от частоты не зависит, и представляет  статическую диэлектрическую проницаемость диэлектрика. Как видим, она зависит от собственной частоты колебаний и от плазменной частоты. Этот результат  понятен. Частота в данном случае оказывается настолько малой, что инерционные свойства зарядов не сказываются и величина вектора поляризации  практически достигает максимальных статических  значений.  С точки зрения эквивалентных схем единичный объём такого диэлектрика представляет  ёмкость, величина которой равна коэффициенту, стоящему перед производной в соотношении (31). Из формулы (35) мы можем сделать ещё один очевидный вывод. Чем жестче связи в атоме или молекуле, т.е. чем выше собственная частота, тем меньше статическая диэлектрическая проницаемость. В то же время, чем больше их плотность в пространстве, тем выше статическая диэлектрическая проницаемость. Сразу имеем  рецепт для создания диэлектриков с максимальной диэлектрической проницаемостью. Чтобы достичь этого, следует в заданном объёме пространства упаковать максимальное количество молекул с максимально мягкими связями между зарядами внутри самой молекулы.
Очень показательным является случай, когда .  Тогда

  (36)

и на наших глазах диэлектрик превратился в проводник (плазму) т.к. полученное соотношение  в точности совпадает со случаем плазмы. Именно это совпадение и натолкнуло Ландау на мысль, что нет никакой разницы между поведением плазмы и поведением диэлектриков на очень высоких частотах [1]. Однако, это не так. Действительно, на очень высоких частотах в диэлектриках, ввиду инерционности зарядов, их амплитуда колебаний очень мала и вектор поляризации тоже мал. В то же время, как в плазме он всегда тождественно равен нулю, независимо от частоты колебаний [5-6]. Данное рассмотрение показало, что такой параметр как кинетическая индуктивность зарядов характеризует любые колебательные процессы в материальных средах, будь то проводники или диэлектрики. Он имеет такое же фундаментальное значение, как диэлектрическая и магнитная проницаемость среды. Почему он до сих пор не был замечен, и почему ему не было отведено должное место?  Это, опять таки, связано с тем, что физики привыкли мыслить математическими категориями, не сильно вникая в суть самих физических процессов.
Из соотношения (19) видно, что в случае выполнения равенства  амплитуда колебаний равна бесконечности. Это означает наличие резонанса  в  этой точке. Бесконечная амплитуда колебаний  имеет место по причине того, что  мы не учитывали потерь в резонансной системе, при этом её добротность равна бесконечности.  В каком-то приближении мы можем считать, что значительно ниже указанной точки мы имеем дело с диэлектриком, у которого диэлектрическая проницаемость равна её статическому значению. Выше этой точки мы имеем дело уже фактически с металлом, у которого плотность носителей тока равна плотности атомов или молекул в диэлектрике.
 Теперь можно с электродинамической точки зрения  рассмотреть вопрос о том, почему диэлектрическая призма разлагает полихроматический свет на монохроматические составляющие. Для того чтобы это имело место необходимо иметь частотную зависимость фазовой скорости (дисперсию) электромагнитных волн в рассматриваемой среде.  Если к соотношению (29) добавить первое уравнение Максвелла

 (37)
, (38)

где   - магнитная проницаемость вакуума, то из соотношений (37-38) легко найти  волновое уравнение

. (39)
Если учесть, что

 (40),

где   - скорость света, то уже ни у кого не останется сомнения в том, что при распространении электромагнитных волн в рассмотренном диэлектрике будет наблюдаться их частотная дисперсия. Но эта дисперсия будет связана не с тем, что такой материальный параметр, как диэлектрическая проницаемость зависит от частоты.  В формировании такой дисперсии будет принимать участие сразу три не зависящие от частоты физические величины, а именно: собственная резонансная частота самих атомов или молекул, плазменная частота зарядов, если считать их свободными, и диэлектрическая проницаемость вакуума.
Теперь приведём эквивалентную схему элемента длинной линии, заполненной  рассмотренным диэлектриком. Как уже было показано, для однородного распределения тока эквивалентная схема в этом случае представляет последовательный колебательный контур, подключенный параллельно емкости, образуемой за счет наличия у вакуума диэлектрической проницаемости . Очевидно, что резонансная частота такого последовательного контура определяется соотношением
                                         .  (41)

Причём значение этой резонансной частоты не зависит от размеров линии.
В длинной линии, в связи с наличием у неё погонной индуктивности,  эквивалентная схема  участка  длиной   может быть представлена, как показано на рис. 1 (в).
 

Рис. 1. а - эквивалентная схема отрезка  линии, заполненной диэлектриком, для случая ;
 б - эквивалентная схема отрезка  линии для случая ;
 в – эквивалентная схема отрезка линии для всего диапазона частот.

На рис. 1 (а) и 1 (б) показаны два  предельных случая. В первом случае, когда ,  диэлектрик по своим свойствам соответствует проводнику, во втором случае, когда , соответствует  диэлектрику, обладающему статической диэлектрической проницаемостью

. (42)

     Литература.

1. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Электродинамика сплошных   
сред. М: Физматгиз, 1973.- 454 с.
2. Гинзбург В. Л. Распространение электромагнитных волн в плазме. – М.: Наука. 1967 г. - 684 с.
3. Ахиезер А. И.  Физика плазмы М: Наука, 1974 – 719 с.
4. Тамм И. Е. Основы теории электричества М.: Наука, 1989 – 504 с.
5. Менде Ф. Ф.  Существуют ли ошибки в современной  физике. Харьков,  Константа, 2003.- 72 с. ISBN 966-7983-55-2
6. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-5