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dati dalle (10) , (11) , (12), si ottengono delle pressioni elastiche, che fanno 

 precisamente l'ufficio delle celebri pressioni di Maxwell rispetto al campo 

 di forze considerato. 



Non ci occuperemo per ora delle effettive espressioni di queste pressioni, 

 che possono assumere una forma notevolmente semplice. Faremo invece un'os- 

 servazione che ha un notevole interesse pel problema generale del quale ci 

 siamo occupati. 



Noi non abbiamo posta alcuna limitazione, nè introdotta alcuna ipotesi, 

 riguardo alle costanti elastiche a , b del mezzo. Le soluzioni trovate val- 

 gono quindi qualunque sia la sua natura fisica. Però è interessante vedere 

 come esse si modifichino quando si attribuiscano al mezzo proprietà analoghe 

 a quelle dell'etere luminoso. 



Le costanti a , b debbono soddisfare alla condizione 



Noi possiamo quindi immaginare che a cresca indefinitamente, rimanendo 

 fisso il valore di b. Si vede allora facilmente che le funzioni A a ,B a ,C a . 

 tendono allo zero ; mentre le A b , B b , G b si conservano inalterate. Così g> si 

 conserva finita e uv. , ìp 2 , *p3 inalterate. Pertanto le formole (10) (11) con- 

 tinuano ad avere un significato, e perciò anche le (12). 



Possiamo perciò conchiudere che, in generale, la soluzione trovata pel 

 problema di Maxwoll si conserva valida anche per un mezzo in cui la velo- 

 cità di propogazione delle conde longitudinali sia infinitamente grande, rispeto 

 a quella delle onde trasversali. Ma per vedere meglio come si comporti un 

 tal mezzo rispetto al fenomeno delle vibrazioni, conviene osservare che la 

 dilatazione, quando a e b sono finite si può esprimere colla formola('): 



dove U v e U r rappresentano le componenti delle discontinuità della vibra- 

 ( l ) Vedi la Nota 2 a . Sopra alcune formole fondamentali della dinamica dei mezzi 



a>b 



1 



1 



~ò- 



1 



l'- 



isotropi. 



