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forza magnetica nel punto considerato P, le due equazioni vetto- 

 riali precedenti danno lu(jgo alle equazioni ' scalari : 



^_ ÒF bV 





bt bz 



(1) 



E noto che, nel caso attuale, per poter tener conto della 

 propagazione con velocità finita della perturbazione elettroma- 

 gnetica prodotta dall'oscillatore, bisogna che i due potenziali, sca- 

 sare e vettore, siano entrambi, p otenziali ritardati nel 

 lenso di Riemann ^) e di Lorenz ^). vale a dire devono conside- 

 rarsi non air epoca attuale ^, ma al tempo t — J.r, detta r la distanza 

 del punto P dall'origine ed A la reciproca della velocità di pro- 

 pagazione della perturbazione prodotta. 



Ammetteremo come evidente, per ragioni di simmetria, che 

 il campo sia di rotazione intorno all'asse dell'oscillatore e che le 

 forze elettriche si trovino nei piani meridiani, mentre le forze ma- 

 gnetiche sono dirette secondo i paralleli. Supposto allora che il 

 dipolo considerato sia collocato col centro nell'origine degli 

 assi (Fig. 1) ed orientato secondo la direzione positiva dell'asse 

 Oz, consideriamo ciò che accade in un punto P collocato in un 

 piano meridiano qualunque, per es. nel piano yz. La quistione, se- 

 condo le (1), si riduce a calcolare i due potenziali scalare e vet- 

 tore al punto P. 



1. — Potenziale Scalare — Il potenziale scalare dell'oscilla- 

 tore considerato è evidentemente 



F=5-Ì = 5.1(«)= iÌf«) (2) 



n r2 bz \ r) bz\rj 



detta r la distanza del punto P dalle cariche agenti. Il simbolo 

 5 indica la differenziazione parziale quando, seguendo la dire- 

 zione positiva dell'asse Oz, si passa da — (/ a -f- g spostandosi 

 per il tratto l = bz. 



1) RiEMANN— WerAre : 2 Aufl., p. 288. 



2) Lorenz L.-Phil. Mag. t. 34, p. 287. 



