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| 398 | rivista di scienza |
dei punti del sistema, relative all’istante generico, che si considera. Ci troviamo insomma di fronte ad un ordinario problema di dinamica del solido, in cui le forze dipendono anche dalla accelerazione. Per verità, negli esempi più comuni, le leggi delle forze dipendono esclusivamente dalla posizione e dalla velocità; non è però senza precedenti il fatto che intervenga anche l’accelerazione.
Basta pensare al caso del mòto di un solido entro un liquido perfetto.
Le pressioni del liquido sulle pareti del solido danno luogo a forze addizionali (oltre a quelle direttamente applicate), che dipendono dalle accelerazioni delle molecole fluide, cioè in definitiva (essendo il moto del liquido subordinato a quello del solido) dalle velocità e accelerazioni del solido. In queste condizioni si presenta un fenomeno tipico, del resto ben prevedibile. L’influenza del liquido circostante aumenta l’inerzia del solido; ad es., nel caso di una sfera in moto rettilineo, le cose vanno come se il movimento (sotto l’azione delle forze applicate e di quelle che agirebbero sul liquido spostato) avesse luogo nel vuoto, essendo però aumentata la massa della sfera di una metà della massa del liquido spostato.
Questo richiamo idrodinamico ci lascia presumere analoghi effetti da parte delle forze dell’autocampo.
Massa elettromagnetica longitudinale e trasversale.
Cerchiamo di precisare, mettendoci nelle circostanze più semplici.
Supponiamo che si tratti di una sferetta omogenea, elettrizzata uniformemente.
Sotto condizioni, che, per brevità, tralascio di specificare, si può supporre il moto puramente traslatorio. Per la sua determinazione basta allora la (4), la (5) risultando identicamente soddisfatta. Il vettore Φ si esplicita senza difficoltà. Dicendone ΦT la sua componente tangenziale o longitudinale (cioè nel senso del moto), e Φn una componente normale o trasversale (cioè secondo una qualsiasi direzione perpendicolare alla velocità), si trova:
| ΦT = — m0χ1(β)aT | |
| Φn = — m0χ2(β)aN |
