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dove 2A. è l'ampiezza del campo elettrico nell'onda incidente e B è una 

 costante da determinarsi. In regime permanente le (2) hanno per soluzione 



_0N ,/X + «*PY 

 i a . — 



(4) Py = 



4 7T ìp 1 



0N JY — iV X 

 4 n J l — xp- 



P. = f E 



ove 



a 



va , mti . „, <ììi 



(5) . J = ì -f-«— -5 , a = — , £=- — j = t| , *P = 



T T" 4^" 4 4 71CT6 



essendo T p = 2tti p il periodo di risonanza dell'elettrone di polarizzazione. 



Se il moto degli elettroni crea una magnetizzazione M nel mezzo, nel- 

 l'unità di volume questa avrà per valore (*): 



(6) M = ^(PAv) 



dove v è la velocità dell'elettrone di polarizzazione. Nel nostro caso appunto, 

 come si appura applicando la (4), la (1) e la (3), la magnetizzazione non è 

 nulla e dovremo quindi introdurla nell'equazioni fondamentali di Maxwell 

 per le onde elettromagnetiche. Se H* è il campo magnetico della perturba- 

 zione luminosa, B l'induzione magnetica, 1) lo spostamento elettrico, sarà 



D =E* + 4ttP B =H*+4ttM 



cmÌE* — ~B curlH* = ^D 



div 1) = div B = 



dalle quali, con ovvi passaggi, si ricava nel nostro caso l'equazione differenziale 

 E* + 4 n P + 4 n e euri M == c- 



cui, per la (4) equivale il sistema di equazioni 



JX + iVY 



X +0N 



J* — ip* 

 AY — i VX 



J* — xft* 





y-x 









y*Y 



OS 





(') Abraham, Theorie der EieJctrizitàt, II, pag. 254. 



