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s n... son normales á ambas superficies y son iguales en- 

 tre si. 



Suponemos además, que la superficie AB, por ejemplo, 

 está cargada de un fluido eléctrico ó magnético de densidad 

 constante ¡¿, por unidad de superficie; y que la superficie ó 

 la hoja A ' B' está cargada asimismo del fluido de nombre 

 contrario, ó sea negativo en nuestro ejemplo, y con la mis- 

 ma densidad ¡t. 



Es claro, según esta definición, que el sistema de la do- 

 ble hoja puede considerarse compuesto de un conjunto de 

 imanes elementales como el que antes estudiábamos, sn, 

 s'n'.... SN, y en este caso el conjunto de todos los polos, 

 N, n, rí... formará la superficie AB, y el de todos los polos 

 S, s, s... formará á su vez la superficie AB' . 



Se trata ahora de determinar la potencial de este sistema 

 de masas positivas y negativas en un punto cualquiera P del 

 espacio exterior al sistema de la doble hoja, y para puntos 

 que disten de ambas superficies longitudes muy superiores 

 al espesor de dicha doble hoja sn, espesor que represen- 

 taremos por s. 



El problema se ve que en rigor ya está resuelto; porque 

 imaginemos la doble hoja descompuesta en imanes elemen- 

 tales sn, y sea uno de ellos SN. 



Se puede considerar á este imán como un cilindro de sec- 

 ción arbitraria, pero infinitamente pequeña. 



Si representamos por co el área que dicho cilindro corta en 

 la superficie AB, que será la misma próximamente que cor- 

 te en A'B', el imán quedará perfectamente definido y será 

 igual al de la figura 75. 



La cantidad de fluido de la cara norte N será evidente- 

 mente el área por la densidad, á saber |xw, que es lo que 

 llamábamos m en la figura 75, y la longitud del imán será 

 el espesor de la doble capa, ó sea e. 



Y como antes decíamos, con esto queda el problema 

 completamente resuelto, pues sabemos hallar la potencial de 



