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ds 2 



Per v 2 — si deve intendere, a norma della (21), 



3 3 3 



5 ih ( e « + y»*) = -Li $ + X tft y f * ^ • 



i i i 



ma è subito visto che le y ih si possono porre senz'altro eguali a zero, poiché 

 porterebbero, nelle equazioni del moto, solo contributi di secondo ordine. 



Ci troviamo pertanto ricondotti, in prima approssimazione, all'ordinaria 

 dinamica di un punto materiale nello spazio euclideo sotto l'azione di un 

 potenziale unitario (intendo funzione delle forze riferita all' unità di massa) 



— c 2 y , 



Attesa l'espressione c(l-\-y) di V, la (14), colla convenuta approssi- 

 mazione, diviene 



nducendosi in sostanza alla equazione di Poisson-Laplace caratteristica dei 

 potenziali newtoniani. Infatti, nell'interno dei corpi ponderabili, l'energia 

 intrinseca prepondera di gran lunga su tutte le altre forme, sicché la den- 

 sità di energia vale sensibilmente c 2 fi {p densità della materia), e risulta 

 trascurabile di fronte a c 2 /* ; negli spazi vuoti (fi = 0), tutta la somma 

 T 



t§ -f- ~ è trascurabile di fronte all'ordine di grandezza dei valori che le 

 competono entro la materia. Si può cosi ritenere in tutto lo spazio 



J » y — j x c 2 fx . 



Dacché, a meno di termini di second'ordine, il J 2 y si può riportare al ds 2 

 euclideo, e 



(f costante di attrazione) , 



si ritrova effettivamente la equazione di Poisson-Laplace per il poten- 

 ziale — c 2 y ■ 



Fu appunto mediante questa considerazione che Einstein fissò il valore 

 numerico della sua costante universale x. 



2°. |V P | grandissimo. - Confronto coi raggi luminosi. — Se v as- 

 sume, nel corso del moto, un qualche valore molto prossimo a V, il corri- 

 spondente valore di L è piccolissimo, e quindi, in base alla (19'), la co- 

 stante V deve ritenersi grandissima in valore assoluto (negativa o positiva 

 secondochè v $ V) . 



