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si può dedurre perciò dalla (3) conoscendo la forza orientatrice del campo H. 

 Se questa è proporzionale a sena , sarà 



~ò log C 0 A 



2 — = A sen a, 



Da 



e 



log = — A COS a , 



ove B è la concentrazione relativa all'angolo — . 



Ora l'orientazione è ben lungi dall'essere completa, poiché ci troviamo 

 assai lontani dalla birifrangenza massima raggiungibile con valori illimitati 



del campo, e perciò ~ è poco diverso da 1. 



Poniamo 



Sarà 



e quindi 



Co i i 



T C 0 Co i 



~ = 1 — A COS a , 

 B 



Co = B [1 — A cos a] . 



Resta da risolvere la (6) data questa forma di C per t = 0. Ora poiché 

 questa è immediatamente scomposta in serie di Fourier, la soluzione della (6) 

 è data immediatamente ( ] ) da 



C = B [1 — A cos a e~ ht 2 



con 



RT 



e poiché, per i moti di rotazione il coefficiente d'attrito q è dato da 



ove k è la viscosità del liquido e a il raggio della particella supposta sfe- 

 rica, sarà 



RT 1 



N Snka 3 



( 3 ) V. Poincaré, Propagation de la Chaleur, pag. 83. 



