(11)
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(11)
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(11')
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Gli elettroni erano emessi (fig. 11) da un filamento di tungsteno incandescente F, e venivano accelerati dal campo creato tra F ed il diaframma D
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(11)
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Notiamo che in ogni caso la (11) si può scrivere
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(11)
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11. Dalla espressione caratteristica (10) della velocità di un punto generico si trae, derivando rispetto a t, l'espressione della accelerazione
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Pagina 166
Poiché, come al n. 11, sussiste la identità
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(11) v* = - v.
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onde, sostituendo nella (11) si ricava
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Invero, designati con v 0, ω, e v 0 *, ω* codesti vettori caratteristici presi rispetto al polo O, abbiamo senz’altro per la (11)
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11. Dalla (13) del n. prec. discendono immediatamente alcune notevoli conseguenze cinematiche. Anzitutto applicando la (13) alla velocità angolare ω
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Ecco in che consiste tale procedimento, detto epicicloidale perché specialmente usato nel caso in cui l e λ sono entrambe circonferenze (n. 11).
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(11)
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§ 11. - Trattazione analitica del problema del moto rigido piano.
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11 . Esempio di sistema anolonomo. - Tale è, come già si accennò al n, 7, una sfera rigida S costretta a rotolare senza strisciare su di un piano
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(11)
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anolonomo basta tener presente che dalle (11) discende
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che in base alle (11), per la indipendenza di si spezza nelle due ulteriori identità
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le quali, in base alle (11), sono entrambe lineari non omogenee in
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, sulla superficie di un altro (nn. 10, 11).
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(11) F x dP = dU.
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(11')
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La proprietà caratteristica (11) dei campi di forza conservativi è del tutto indipendente dal riferimento talché si mantiene inalterata qualunque sia
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Basta applicare la (11') supponendo lo spostamento elementare parallelo ai tre assi; cioè supponendo successivamente dy = dz = 0, dz = dx = 0, dx=dy
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secondo quella direzione. Ciò si può giustificare ricorrendo ad una qualsiasi, per es. alla prima, delle (11') (che valgono, come s’è detto, per
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Giova ancora rilevare che, siccome dalle (12) si risale senz’altro alla (11'), ossia alla (11), i campi conservativi si possono anche caratterizzare
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d) Diamo anche un esempio di potenziale non uniforme in tutto il campo di forza in cui sussiste la (11); dapprima in due dimensioni, considerando l
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(11') T - L = costante,
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(11") T – U = E,
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(11) L = T – T 0,
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La (11"), che si suo1 chiamare equazione o integrale delle forze vive, esprime perciò il principio di conservazione dell’energia sotto un aspetto più
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Diciamo, come al solito, λ, τ, μ i coefficienti di riduzione delle unità fondamentali. Poiché λt-1 e (cfr. esercizio 11) sono i coefficienti di
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Notiamo infine che per i sistemi omogenei (μ = cost.) le (11), (11') diventano
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(11')
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Pagina 434
(11)
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Pagina 434
Resta così definito il baricentro di un corpo qualsiasi; ed è manifesto che le considerazioni precedenti e le formule finali (11), (11') valgono
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di dine, pari a gr. ossia circa 6.7 X 10- 11 grammi.
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(11)
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Pagina 488
(11)
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Le (10), (11) costituiscono complessivamente n equazioni fra altrettante incognite > α1, α 2,..., αn-1 , φ. Per risolverle, giova porre
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Pagina 584
Per la determinazione del poligono funicolare siamo evidentemente ricondotti al problema dei nn. 11-12, onde intanto possiamo asserire che la gomena
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(11)
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Pagina 667
ossia, tenuto conto delle (9) ed (11),
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Pagina 670
(11)
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Pagina 712
22. Si consideri una curva piana, riportandosi al § 11.
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Pagina 76
11 . Velocità scalare in un moto qualsiasi. - Passiamo al caso, in cui su di una traiettoria prefissata l sia definito un moto di equazione oraria
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(11)
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Pagina 9
(11)
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Accademia della crusca
