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Ponendo 



X = r -\- x — x , 



u(t — kx — kX) — u(t — kx) 



X ' 



e assumendo come variabile di integrazione X al posto di x , potremo scrivere : 



f Xa 1 

 U = A AdX 4-ku(t — kx) log (X\ X 2 ) 4- 2ku (t — kx) log - . 



A norma delle (I), (II), l' aggiunta ad U di una funzione f del solo 

 argomento t — kx non reca alcun contributo alla forza magnetica, mentre 



incrementa di — A la componente X della forza elettrica. Se si aggiunge 



anche ad F la stessa funzione /, il campo rimane evidentemente inalterato. 



E dunque indifferente risguardare come potenziali ritardati del tratto di 

 corrente 0,0 2 ,U ed F, ovvero per es. 



AdX — ku(t — kx) log (/, l 2 ) = 

 = A — AdX— \ AdX -\-u(t — kx) log ~r ~r{-\- 2Aw (t — kx) log — . 



F' = U'+ ]Ei + ^. 



Ti r 2 



Queste espressioni presentano sulle prime il vantaggio di ammettere 

 limiti finiti, quando sorgente e collettore tendono all'infinito. 



Infatti, per l x , l t convergenti comunque all'infinito, tende a zero, 

 X' X. 



X\ , X 2 , ri , r 2 all'infinito, ~ , y all'unità, mentre (per l'ipotesi fatta circa la 



funzione u) E ( , E 2 restano finiti. 



È chiaro allora che la quantità in parentesi nell'espressione di U' ha 



t -, . E] . E 2 

 per limite zero, e cosi \- — . 



T\ Ti 



I potenziali del campo sono pertanto 



\ V = 1ku{t — kx)\m~ , V' = 0,W' = 0; 

 (1) J 



\ F' == U' , 



