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Pero de antemano sabemos nosotros por otras conferen- 

 cias, y aun por lo que explicábamos en el curso precedente, 

 cuál sea esta representación geométrica y dinámica que 

 echábamos ahora de menos. 



Al aplicar las fórmulas que obtuvimos en el curso de 1907 

 á 1908, sobre la deformación de los cuerpos elásticos por el 

 método de Lame, al movimiento de un fluido perfecto, en las 

 coordenadas de Lagrange, decíamos que un elemento infi- 

 nitamente pequeño de fluido, que se movía á lo largo de la 

 trayectoria de uno de sus puntos, podía imaginarse que es- 

 taba sujeto á tres movimientos. 



Un movimiento de traslación paralelamente al elemento 

 diferencial de la trayectoria; un movimiento de rotación alre- 

 dedor de un eje cuyas tres componentes eran precisamente 

 la mitad de las tres binomios anteriores, es decir, las que 

 hemos llamado ^, 'íq, C- 



Estas tres componentes son las que determinan el vector 

 torbellino, y aquí lo encontramos por vez segunda en la fór- 

 mula de Stokes expresando, por la combinación analítica que 

 indica el segundo miembro, el valor de la circulación que re- 

 presenta el primero. 



En la conferencia que hemos citado, agregábamos: que el 

 elemento diferencial en cuestión, después del movimiento de 

 traslación y del de rotación, podía contraerse ó dilatarse de 

 cierto modo; mas esta deformación no nos interesa por el 

 pronto. 



De estos tres movimientos sólo nos interesa el de rota- 

 ción, porque el vector de que se trata y cuyas componentes 

 son i, 'r\, C, representa en dirección el eje de rotación y en 

 magnitud la rotación por unidad de tiempo de la porción de 

 flúico que estamos considerando. 





