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la quale, nel caso che le due distribuzioni miste non ne formino che una 

 sola, diventa : 



f{YJ x -+-YyJ y -+- Y z j z )dS -+- f(V4. v -+- Vy j„ -+- Y4;)da 



(13). i r 



= ± /(F*G* ■+- F y Gj, -+- F,G,)dSoc • 



§ 12. Si procederà ora a considerare il sistema di due distribuzioni 

 poste in presenza l'una dell'altra, l'una magnetica l'altra galvanica, al- 

 l'uopo di determinare le azioni mutue che intervengono fra queste due 

 distribuzioni. 



Per rientrare nelle condizioni ordinarie, si supporrà quinclinnanzi che 

 la distribuzione galvanica non comprenda se non correnti in tre dimen- 

 sioni, talché, denotando con S lo spazio occupato da questa distribuzione, 

 la relativa terna potenziale sarà rappresentata semplicemente da 



(14) V=/*T> ^=/^' V <=f^> 



dove le componenti j abc dell' intensità specifica sono soggette alle condi- 

 zioni : 



(14)« t/] = 0» Jn-t-J* = 0; 



e ciò in conformità delle equazioni (4), (4) c del § 3, restando soddisfatte 

 incondizionatamente (dall'ipotesi j = 0) le altre due equazioni (4) a ,&. Si 

 supporrà inoltre che gli integrali rappresentati nel § 7 con K non sieno 

 tutti nulli, cioè che la distribuzione galvanica non sia surrogabile da una 

 magnetica, epperó non ammetta, nello spazio esterno ad S, che una fun- 

 zione potenziale non monodroma. 



Quanto alla distribuzione magnetica, si denoterà di regola con S' lo 

 spazio da essa occupato, con m il momento polare, con V la funzione 

 potenziale, con V' xyz la terna potenziale. 



Si supporrà finalmente che i due spazii S ed S' , sedi delle due distri- 

 buzioni, possano avere parti comuni e sieno deformabili con data legge 

 continua qualunque. Tale deformabilità elei due spazii esige la risoluzione 

 d' un problema preliminare, che verrà enunciato e trattato nel § seguente. 

 Qui giova invece aggiungere alcune osservazioni circa la rappresentazione 

 idrodinamica del § 4, rappresentazione alla quale é molto utile ricorrere 

 in parecchie successive occasioni. 



