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G. G. FERMA 



(8)... -— \2pr<P-(2Sr 1 +2s o r 3 )(<&-sen<I>) = . 



Se ora chiamiamo a il rapporto fra lo spessore costante della 

 vòlta e l'altezza z del carico alla chiave, avremo 



- n 3J 





1 12 



a J 



(?) 



I 12 a 1 * 2 ' 



o 



e le equ. 7) ed 8) potranno scriversi sotto questa forma 

 r % z o ($ — sen $ cos $) + Sr ($ + sen $ cos 0) + 



12 ( / 3 1 \ 



+ t— i <(2^/+2r^ o )( . <I>— 2sen$ + -sen4>cosO I — 



y. Zj l \ 2 2 / 



— 2 /j.r*( — sen $) ! = , 



(10). . . (ir cp — (2 S r 2 + 2 z r 2 ) (<I> - sen 0) = , 



dalle quali è facile ricavare S e \x. 



Dividendo \j. per £ si ottiene come è noto, la distanza del 

 punto di applicazione della spinta alla chiave del baricentro del 

 giunto. — Questa distanza che diremo d , avuto riguardo alla 

 convenzione che abbiamo tacitamente fatta per segni della forza 

 e dei momenti, andrà portata al disopra del baricentro se ri- 

 sulta negativa, e al disotto del baricentro se risulta positiva. 

 Ciò premesso i valori di queste quantità risultano i seguenti : 



{!. = ■ 



2 { <d — sen $) sen * cos <t> 



12 



r 3 \ 



t*z m 



-z — s 2 (<i> — sen *)-— <J>'3<1> — 4 sen <i> -+- sen i> cos 

 a?Z 2 I 



*) 



12 -s — 2 1 2* — sen<J>) 2 — <d(3<i> — 4sen<t> -4- sen*cos«i>) 



a. Z , 



<J>(4> + sen <i> cos *) 



— 4> (<i> — sen * cos <ì>) 



12-2-^2 2(o — sen*) 2 — $'H<i> — 4sen$ -+- sen <J> cos $) 



«■*?„ 



— <i> (<i> -+- sen * cos $) 



d = 



2 (* — sen*) sen» cos * 



12 



°?z\ ì 



2 ( * — sen *) 2 — * (3 * — 4 sen * -+- sen * cos * ) 



— $(* — sen* cos*) 



Paragonando l'espressione della spinta vera S con quella H 

 supposta nella teoria di Schwedler data dalla relazione 3) si vede 

 che non possono essere uguali nel caso di una vòlta a spessore 



