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zione potenziale del campo magnetostatico. Ove poi invece delle masse 

 fittizie si voglia far intervenire direttamente la polarizzazione fissa m , si 

 ha dalla (4), notando che / |PM| dx — o, perché 3i è lamellare puro (quando 

 si tratta di campo magnetostatico) e P solenoidale puro : 



(61 



|f|QM|dT=-ìf|Mm |tfr, 



dove il secondo membro rappresenta la solita espressione dell'energia 

 magnetica che si può stabilire direttamente calcolando il lavoro occorrente 

 a costrurre il sistema. E similmente si ha per l'energia mutua 



(6 r ) f| qW \ dx = — f| Mlll 1 dx. 



7. — Lo stesso modo di rappresentazione si estende anche al campo 

 generato da correnti elettriche, che chiamerò magneto elettrico. Qui M cessa 

 di essere lamellare puro e l'integrale lineare /|Mdì| risulta diverso da 

 zero per le linee chiuse concatenate con le linee di corrente ; e si ha 

 invece 



(7) f\Mdl\ = 47iA2I 



dove A è la costante elettromagnetica e 2/ indica la somma algebrica delle 

 intensità delle correnti concatenate con la linea d'integrazione, il segno 

 essendo in relazione col verso. 



Questa può assumersi come legge fondamentale data dall'osservazione. 

 Riferendoci ad una distribuzione continua di correnti, essa si traduce nel- 

 l'equazione differenziale 



(8) |VM} = 4nAu, 



dove jVMj significa il verticale di M (curlM): la quale, tenuto conto della 

 condizione m = che porta P = Q e quindi il carattere solenoidale di 

 Q, basta a definire completamente il campo ìì, data che sia la distribuzione 

 delle correnti u. 



In particolare da essa si può dedurre il teorema dell'equivalenza del 

 campo generato da una corrente lineare a quello di una lamina magne- 

 tica ideale avente per contorno il circuito della corrente, che suol prendersi 

 come base dell' ordinaria teoria. 



Per la condizione Q = P si ha ora 



<6«) lJ\qM\dx = y\FW\dx, 



(Q'a) f\qn.'\dr— f\~PW\dr; 



