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Indichiamo cob u,v,w le componenti della velocità in nn punto y ,s) 

 ed osserviamo che nel movimento di un ghiacciaio le accelerazioni sono di 

 un ordine di grandezza trascurabile rispetto alle velocità. 



Supposto inoltre il movimento stazionario, le equazioni del moto sono ( J ) 



Tip . v ~*p . v ~*p 



Dee \! ^ ^ 



ove X , T , Z sono le componenti delle forze unitarie di massa, p la pres- 

 sione idrostatica, p il coefficiente di attrito. Per l' incompressibilità poi 

 dovrà essere 



~ÒU ~òv ~ÒW 



-\~ ~\- — . 



Se g è l'accelerazione di gravità, q la densità del ghiaccio, nel nostro caso 

 avremo 



X == q g seu a Y = Z = q g cos a . 



È naturale poi di supporre nulla la componente trasversale della velo- 

 cità, cioè v = . Avremo così 



J ^P V 



— — /i J t u = Qg sen a — = q g cos a 



~òy T>x 7>2 



Dovendo limitare lo nostre considerazioni ad una porzione assai breve del 

 canale, le variazioni del moto nella direzione del canale saranno assai pic- 

 cole, e potremo quindi supporre 



(2) ^ = ^ = 0, 



Per l'ultima delle (1) dovrà essere anche — = 0; ed avremo così 



(3) u = u(y , s) io — w{y) . 



Dalle (1) risulta allora che p deve essere lineare rispetto ad x ed a 2; 

 cioè 



(4) p = Ax + Bs + C 



con A , B , C costanti. Le equazioni (1) si riducono allora alle due equazioni 



j a ~1 %W 1 /ti ^ 



fiJ e u = A — q g sen a -—^ = — ( B — q g cos a) . 



(!) V. Kirchhoff, Meccanica, Lez. XXVI, § 3. 



