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Dividamos el volumen M por planos paralelos á los tres 

 planos coordenados é infinitamente próximos; el volumen M 

 quedará dividido en paralelepípedos infinitamente pequeños 

 abcda'b' c'd', que serán los elementos infinitesimales del 

 sistema, y que al pasar al límite tenderán á confundirse con 

 su centro, que será un punto del fluido. 



Si establecemos las ecuaciones de equilibrio de este pa- 

 relelípedo en términos generales, es decir, para cualquier 

 punto del fluido, es claro que el fluido completo estará en 

 equilibrio; porque el conjunto de sistemas que estén en equi- 

 librio aisladamente, estará en equilibrio también. 



Para establecer el de dicho paralelepípedo no tenemos 

 más que repetir lo que ya dijimos al estudiar la teoría de la 

 elasticidad por el método de Lame . 



Consideraremos á este elemento infinitamente pequeño de 

 volumen, como un cuerpo sólido, y supondremos que está 

 sometido: 



1.° A seis presiones sobre las seis caras, presiones trans- 

 mitidas por el fluido que rodea á dicho elemento. 



2.'' Por la fuerza exterior F, si existe, cuyas componen- 

 tes son X, Y, Z. 



En rigor, las ecuaciones son en número de seis: tres que 

 expresan, que las componentes paralelas á los tres ejes de 

 las fuerzas indicadas, son nulas. 



Y tres que resultan de igualar los pares á cero. 



En la teoría de la elasticidad examinamos el caso general; 

 en el problema actual se ve desde luego, que los pares son 

 nulos, puesto que en el fluido perfecto las componentes tan- 

 genciales son nulas. 



Lo que allí llamábamos T^, T2, T-¿, serán cero en este 

 caso. 



Y las componentes N^, N2, N^, serán las presiones por 

 unidad de superficie sobre las tres caras del triedro c y todas 

 pasarán por el centro del paralelepípedo: sus momentos 

 serán, pues, nulos. 



