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e e fi essendo due costanti numeriche positive. E ora, se si pone inoltre 

 £^q* = v 2 , le equazioni prendono la forma 



(8) -f = |VMi, ^f = _iVE|. 



v dt v dt .' . . 



Se le dimensioni di a e />', che abbiamo supposte uguali con che ri- 

 sultano pure uguali le dimensioni di E ed M, si suppongono inoltre tali 

 che le dimensioni di E 2 , M 2 sieno quelle dell'energia per unità di volume, 

 si potrà concepire che eE 2 , ijlM 2 rappresentino proporzionalmente due 

 forme di energia inerenti al mezzo in virtù dello stato caratterizzato dal 

 vettore q , e porre 



(2). ^EE*^LLMt) = y 



vi denotando l'energia complessiva per unità di volume. Allora le equazioni 

 (2), {2) a vengono a coincidere con le equazioni dei campo elettromagnetico 

 date dall'Hertz per il caso di un mezzo isotropo ed omogeneo. — Dalle 



(2) poi moltiplicando scalarmente la prima per "E, la seconda per M e poi 

 sommando, si ha nel t° membro un'espressione che in virtù delia (2) a si 



4tt dì? 

 riduce a -77 ; mentre nel 2° membro abbiamo |MjVM|i — I.U'jVEìl ossia 

 v dt " ' 



— |VjEMj|; talché ponendo 



(3) U = ^{EM| 



essa si riduce a |VU| : onde risulta 



(4) ' | = -|VU|; y^=fuja 



di cui la seconda si ottiene dalla prima, relativa all'unità di volume, mol- 

 tiplicando per l'elemento dt di volume ed integrando ad una qualunque 

 porzione di spazio, e poi trasformando il 2° membro in integrale di con- 

 torno, in cui U„ indica la componente di V secondo la normale interna. 



— Essa rappresenta il noto teorema de! Poynting. 



Premesse queste considerazioni generali che dimostrano la latitudine 

 che vi ha nei saggi d'interpretazione delle equazioni del campo elettroma- 

 gnetico, almeno nel caso di un mezzo isotropo ed omogeneo, vengo a 

 qualche osservazione speciale concernente la relazione fra le equazioni 

 medesime e le proprietà del moto libero di un ordinario mezzo elastico, 

 isotropo ed omogeneo. -- Denotando con iz il potenziale unitario di eia- 



