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e oc "Ò 11 



n —2= E e -+- HetvseiKp , m —^ = — Heivcos(p , 



ìf 



ìt 



ò 2 z 



(!'■) 



ni — g-T = Hevcos(p — Heu sen (p , 



ed al posto delle (2) 



» 



— E tcos'Cp -+- ( — sencp -f- m> 1 sen<psenp£ 



6 I E 



— # ^sen^cos^ — ( — se\\(p 

 -4- (w sen(^ - 



{v£,os(p — w sèn(^) sen(£> ( 1 — cospt) , 



- wA coscpsenpt 



v cos(p) cost^ ( 1 — cospt) j 



(2 r ; 



to 



w„ 



(y Q cos(^ ■ — te sen<£>) senp* — ( — sen (p -+- iv ] (1 — cospt) 



Un' ulteriore semplificazione si verifica quando i due campi siano fra loro ortogonali. 



Per uniformarmi alla disposizione degli assi supposta 

 altravolta trattando della teoria elettronica delle forze 

 ponderomotrici, porrò (p = — ft/ z , cioè il campo ma- 

 gnetico diretto secondo la direzione negativa dell'asse OY. 

 In tale ipotesi le freccie curve della fig. (2) mostrano 

 qual' è la direzione della corrente, a cui il campo H 

 può essere attribuito. Inoltre si cambierà segno ad e 



— ) , perche si supporrà ora 

 m / 



e per conseguenza a p 



Fig. 2 



di considerare il moto d' un ione negativo oppure di un 

 elettrone. 

 In tal modo le (!') e (2') divengono: 



m 





#y 



tfz 



= — Ee-t-Hew, m—^=-0, w-j 



ì)t' 



E 



If 



u cosp>t , 



Heu 



(1") 



(2") 



io ) cospt. 



u — — [ — — w j sen pt 



1 — ^0' 



E /E 



w = - — u senpt— l- 



5. Particelle in moto fra le molecole di un corpo. Con opportune modificazioni 

 le forinole precedenti possono applicarsi allo studio del movimento d' insieme di tutte 

 le particelle elettrizzate, mobili fra le molecole di un corpo. Tale è il caso, per esempio, 

 degli elettroni liberi entro i metalli, come vengono considerati nella teoria elettronica 

 relativa a questi corpi. 



