Apunte matematica-aplicada-edp

Matem´atica Aplicada
Ecuaciones en Derivadas Parciales
Apunte de las materias
Matem´atica Aplicada
Ecuaciones en Derivadas Parciales
Posgrados de la Universidad Nacional del Litoral
Hugo Aimar, Bruno Bongioanni, Pedro Morin
4 de julio de 2013

Presentación
Este apunte contiene las notas del curso Matemática Aplicada, curso de posgrado para
la Facultad de Ingenier´ıa Qu´ımica y la Facultad de Ingenier´ıa y Ciencias H´ıdricas de la
Universidad Nacional del Litoral. Este curso se dicta en paralelo con el curso Ecuaciones
en Derivadas Parciales, optativa de la Licenciatura en Matemática Aplicada, y de pos-
grado para el doctorado y la maestr´ıa en Matemática. En la sección Ejercicios de cada
cap´ıtulo hay problemas marcados con un asterisco. Estos problemas más teóricos están
pensados para los alumnos de estas últimas carreras. Los problemas marcados con dos
asteriscos son también para alumnos de estas carreras, pero son opcionales; si bien están
relacionados con los contenidos del cap´ıtulo correspondiente, no son tan importantes para
el objetivo del curso. Los alumnos del doctorado o la maestr´ıa en matemática deber´ıan
hacerlos.
Este apunte fue escrito durante el dictado de los cursos en el primer cuatrimestre de
2011, y actualizado durante el dictado en el primer cuatrimestre de 2012. Será revisado
por última vez durante el primer cuatrimestre de 2013. Cualquier sugerencia u observación
sobre errores será agradecida por los autores del apunte y también por los futuros alumnos
del curso.
Santa Fe, marzo de 2013
2

Índice general
1. La integral como un promedio 6
1.1. Desplazamiento y velocidad . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
1.2. Masa y densidad . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.3. Valor medio en R . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.4. Valor medio en R2
y R3
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
1.5. Aplicaciones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.6. Valor medio generalizado . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.7. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2. Integrales de l´ınea y de superficie 17
2.1. Integrales de l´ınea . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.2. Integrales de superficie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
2.3. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
3. Algunos resultados del Cálculo Vectorial 22
3.1. Definición de operadores diferenciales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.2. Divergencia y flujo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
3.3. Teorema de Gauss . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
3.4. Teorema de Stokes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
3.5. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
4. Coordenadas Generalizadas en el Espacio 33
4.1. Superficies coordenadas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
4.2. Curvas coordenadas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
4.3. Vectores normales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.4. Cálculo de longitudes en coordenadas generalizadas . . . . . . . . . . . . 38
4.5. Cálculo de áreas de superficies coordenadas en coordenadas generalizadas 40
4.6. Cálculo de volúmenes de cubos con aristas que sean curvas coordenadas . 40
4.7. Los operadores diferenciales en coordenadas generalizadas . . . . . . . . . 40
4.8. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
5. Leyes de conservación. Ecuaciones constitutivas 43
5.1. Leyes de conservación. Balance . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
5.2. Relaciones constitutivas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
5.3. Reducción de dimensiones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
5.4. Condiciones iniciales y de borde . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
5.5. La ecuación de Laplace y la ecuación de Poisson . . . . . . . . . . . . . . 50
3

5.6. Otras relaciones constitutivas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
5.7. La ecuación de ondas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
5.8. La ecuación de Schrödinger . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
5.9. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
6. Ecuaciones Diferenciales. Una breve introducción 57
6.1. Ecuaciones diferenciales ordinarias de primer orden . . . . . . . . . . . . 57
6.1.1. EDOs de primer orden separables . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
6.1.2. EDOs lineales de primer orden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60
6.2. EDOs lineales de 2do orden con coeficientes constantes . . . . . . . . . . 64
6.3. Sistemas especiales de EDOs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
6.4. Generalidades sobre Ecuaciones en Derivadas Parciales . . . . . . . . . . 68
6.4.1. EDPs lineales y el principio de superposición . . . . . . . . . . . . 69
6.5. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70
7. EDPs de primer orden 73
7.1. EDPs de primer orden con coeficientes constantes . . . . . . . . . . . . . 73
7.1.1. Condición lateral . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
7.1.2. Un modelo para análisis de poblaciones o inventarios . . . . . . . 83
7.2. EDPs de primer orden con coeficientes variables . . . . . . . . . . . . . . 86
7.2.1. Parametrización preferida . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
7.2.2. Soluciones en forma paramétrica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
7.2.3. Consideraciones globales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95
7.3. EDPs de primer orden en más variables . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
7.4. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
8. La ecuación de difusión unidimensional 99
8.1. Solución fundamental de la ecuación de difusión . . . . . . . . . . . . . . 99
8.2. Unicidad, estabilidad, y el principio del máximo . . . . . . . . . . . . . . 101
8.2.1. Método de energ´ıa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101
8.2.2. El principio del máximo y sus consecuencias . . . . . . . . . . . . 104
8.2.3. Demostración del principio del máximo . . . . . . . . . . . . . . . 107
8.3. Solución con CB Dirichlet homogéneas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108
8.3.1. Ecuación dependiente del tiempo . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110
8.3.2. Problema a valores en el borde . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
8.3.3. Soluciones producto y el principio de superposición . . . . . . . . 114
8.4. Solución del problema de conducción del calor en un anillo circular . . . 119
8.5. CB independientes del tiempo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124
8.6. CB dependientes del tiempo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128
8.7. El principio de Duhamel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130
8.8. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133
9. Series de Fourier 140
9.1. Ortogonalidad de funciones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140
9.2. Serie de Fourier. Definición y ejemplos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143
9.3. La convergencia de las series de Fourier . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 152
9.3.1. Convergencia puntual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 155
4

9.3.2. Convergencia uniforme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 158
9.4. Series de Senos y series de Cosenos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 160
9.5. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 165
10.La ecuación de Laplace 168
10.1. Ecuación de Laplace en un Rectángulo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 168
10.2. Ecuación de Laplace en un Disco . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 172
10.3. Condición de Compatibilidad para la Existencia de Soluciones. . . . . . . 176
10.4. Propiedades Cualitativas de la Ecuación de Laplace . . . . . . . . . . . . 177
10.4.1. Propiedad del Valor Medio. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177
10.4.2. Principios del máximo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 179
10.4.3. Unicidad y estabilidad de soluciones. . . . . . . . . . . . . . . . . 180
10.5. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 182
11.La ecuación de Ondas en una dimensión 184
11.1. Solución en R. Fórmula de D’Alembert . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184
11.2. Cuerda vibrante con extremos fijos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 187
11.3. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190
12.Ecuaciones en más variables independientes. 191
12.1. Difusión en dos dimensiones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 191
12.2. Ondas en dos dimensiones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 193
12.3. Problema de autovalores en un rectángulo . . . . . . . . . . . . . . . . . 195
12.4. Problema de autovalores en el disco. Funciones de Bessel . . . . . . . . . 198
12.4.1. El caso general . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 198
12.4.2. El caso con simetr´ıa radial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 203
12.5. Ecuación de Laplace en un cilindro circular. Funciones de Bessel modificadas204
12.6. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 211
13.Métodos numéricos para difusión unidimensional 214
13.1. Diferencias finitas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 214
13.1.1. Problema estacionario (Poisson) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 214
13.1.2. Difusión no estacionaria . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 218
13.2. Elementos finitos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 222
13.2.1. Problema estacionario (Poisson) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 222
13.3. Ejercicios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 226
5

Cap´ıtulo 1
La integral como un promedio
1.1. Desplazamiento y velocidad
Si t denota el tiempo, medido por ejemplo en segundos, y x(t) denota la distancia re-
corrida por un veh´ıculo durante el intervalo de tiempo [0, t], digamos en metros, entonces:
x(t)
t
es la velocidad media en el intervalo de tiempo [0, t], en metros por segundo.
x(b) − x(a)
b − a
(con 0 ≤ a < b) es la velocidad media en el intervalo de tiempo [a, b],
en metros por segundo.
x(a + h) − x(a)
h
es la velocidad media en el intervalo de tiempo que dura h segundos
y comienza en t = a, también en metros por segundo.
l´ım
h→0
x(a + h) − x(a)
h
es la velocidad instantánea a tiempo t = a, en metros por
segundo. Si definimos
v(t) = l´ım
h→0
x(t + h) − x(t)
h
= x′
(t)
entonces v(t) es la velocidad instantánea a tiempo t.
Por el teorema fundamental del cálculo
b
a
v(t) dt =
b
a
x′
(t) dt = x(b) − x(a).
Es decir, la integral de la velocidad (entre a y b) es la distancia recorrida (entre los
instantes de tiempo t = a y t = b). Luego
1
b − a
b
a
v(t) dt =
x(b) − x(a)
b − a
es la velocidad media en el intervalo de tiempo [a, b]. En otras palabras, la cantidad
1
b − a
b
a
v(t) dt es el valor medio de v(t) en el intervalo [a, b].
6

1.2. Masa y densidad
Supongamos que tenemos un cuerpo que ocupa una región llamada Ω del espacio
tri-dimensional R3
. Si la masa de una (sub)región R de Ω es m(R) (en gramos), y su
volumen es vol(R) (en cm3
), entonces:
El cociente
m(R)
vol(R)
es la densidad media del cuerpo en la región R, en
g
cm3
.
Si B(P, r) denota la bola con centro P y radio r, entonces la densidad puntual f(P)
se define como
f(P) = l´ım
r→0
m B(P, r)
vol B(P, r)
,
es decir, la densidad de un punto es el l´ımite de las densidades de regiones que se
encogen cada vez más hacia ese punto.
Ahora no resulta tan obvio como en el caso del desplazamiento y la velocidad, pero
en cálculo siempre nos enseñaron (por decreto) que si f(x) es la densidad puntual
de un objeto que ocupa una región R, entonces su masa se calcula como
m(R) =
R
f(x) dvol,
¿no es cierto? Para afirmar que integrando la f(x) que se obtiene como en el punto
anterior se recupera la masa m(R), har´ıa falta un teorema, ¿no les parece?
1.3. Valor medio en R
Supongamos que f(x) es una función continua en R. Consideremos el intervalo [a, b]
y observemos que por definición de m´ınimo y máximo
m´ın
[a,b]
f ≤ f(x) ≤ máx
[a,b]
f, para todo x ∈ [a, b].
Más precisamente, si m denota el m´ınimo valor que toma f en [a, b] y M el máximo,
entonces
m ≤ f(x) ≤ M, para todo x ∈ [a, b].
Integrando entre a y b, obtenemos que
b
a
m dx ≤
b
a
f(x) dx ≤
b
a
M dx,
o sea,
m(b − a) ≤
b
a
f(x) dx ≤ M(b − a),
y por lo tanto
m ≤
1
b − a
b
a
f(x) dx ≤ M.
7

Además, si llamamos f =
1
b − a
b
a
f(x) dx, observemos lo que ocurre al integrar esta
constante f sobre el intervalo [a, b]:
b
a
f dx = (b − a)f = (b − a)
1
b − a
b
a
f(x) dx =
b
a
f(x) dx.
Es decir, el valor f es el valor de la función constante cuya integral es igual a la integral
de f sobre el intervalo [a, b].
a b
m
M
f
El área bajo el gráfico de f es
igual al área del rectángulo de
base (b−a) y altura f, es decir,
b
a
f(x) dx = f(b − a).
Por lo tanto, el valor de f hace
que las dos regiones sombrea-
das tengan la misma área.
En base a estas observaciones:
Llamaremos valor medio de f sobre el intervalo [a, b] a la expresión
1
b − a
b
a
f(x) dx
Si ahora consideramos el valor medio de f en un intervalo [a, a+h] (h > 0), obtenemos
que
mh := m´ın
[a,a+h]
f ≤
1
h
a+h
a
f(x) dx ≤ máx
[a,a+h]
f =: Mh.
Pero como la función es continua, l´ım
h→0
Mh = f(a) y también l´ım
h→0
mh = f(a), y por lo
tanto:
l´ım
h→0+
1
h
a+h
a
f(x) dx = f(a).
De manera similar, se puede concluir lo siguiente:
Teorema 1.1. Si f es una función continua en x = x0 entonces
l´ım
h→0+
1
2h
x0+h
x0−h
f(x) dx = f(x0).
Teorema 1.2. Si f es una función continua en x = x0 e {In}∞
n=1 es una sucesión
de intervalos para la que existe una sucesión de números positivos {hn}∞
n=1 tales que
In ⊂ [x0 − hn, x0 + hn] y hn → 0, entonces
l´ım
n→∞
1
longitud(In) In
f(x) dx = f(x0).
8

En palabras, si una sucesión de intervalos está metida en otra sucesión que se encoge
a un punto entonces la sucesión de promedios tiende al valor de la función en ese
punto.
Las demostraciones rigurosas de estos teoremas quedan como ejercicio (ver 1.5– 1.9),
y se sugiere hacerlas utilizando un argumento de tipo ε − δ. El argumento previo con
máximos y m´ınimos fue realizado para ilustración del resultado, pero no es un buen
camino para obtener una demostración rigurosa.
Ejemplos:
1
3h
x0+h
x0−2h
f(x) dx → f(x0) cuando h → 0+
.
1
h
x0+2h
x0+h
.
1
h − h2
x0+h
x0+h2
.
1.4. Valor medio en R2
y R3
En esta sección trabajaremos en R2
y R3
, pero los resultados pueden generalizarse
fácilmente a Rd
para cualquier d > 1.
Dada una región R en Rd
, denotaremos con |R| su medida, que será el área cuando
d = 2 y el volumen cuando d = 3. Si S es una superficie en R3
, y C una curva en R2
o
R3
, también denotaremos con |S| su área y con |C| su longitud (respectivamente). Con
esta notación resulta:
vol(R) = |R| =
R
dvol si R es una región del espacio R3
área(R) = |R| =
R
dA si R es una región del plano R2
área(S) = |S| =
S
dσ si S es una superficie en R3
longitud(C) = |C| =
C
ds si C es una curva en R2
o R3
De ahora en adelante utilizaremos la notación siguiente:
dvol: diferencial de volumen;
dA: diferencial de área en el plano R2
;
dσ: diferencial de área de superficie en R3
;
ds: diferencial de longitud de arco de curva en R2
o en R3
.
9

Ejemplos:
Si consideramos el rectángulo R = [a, b] × [c, d] = {(x, y) ∈ R2
: a ≤ x ≤ b, c ≤ y ≤
d}, entonces |R| = (b − a) × (d − c).
Si consideramos el prisma R = [a, b] × [c, d] × [e, f] = {(x, y, z) ∈ R3
: a ≤ x ≤
b, c ≤ y ≤ d, e ≤ z ≤ f}, entonces |R| = (b − a) × (d − c) × (f − e).
Si B(x, r) denota la bola con centro en x y radio r en R3
, entonces |B(x, r)| = 4
3
πr3
.
Si D(x, r) denota el disco con centro en x y radio r en R2
, entonces |D(x, r)| = πr2
.
Si C(x, r) denota la circunferencia de centro x y radio r en R2
(borde del disco
D(x, r), C(x, r) = ∂D(x, r)) entonces |C(x, r)| = 2πr.
Si S(x, r) denota la superficie esférica de centro x y radio r en R3
(cáscara o borde
de la bola B(x, r), S(x, r) = ∂B(x, r)) entonces |S(x, r)| = 4πr2
.
Haciendo el mismo razonamiento de antes, se cumple que si f es una función continua
m´ın
R
f ≤ R
f dvol
|R|
≤ máx
R
f si R es una región de R3
m´ın
R
f ≤ R
f dA
|R|
≤ máx
R
f si R es una región de R2
m´ın
S
f ≤ S
f dσ
|S|
≤ máx
S
f si S es una superficie en R3
m´ın
C
f ≤ C
f ds
|C|
≤ máx
C
f si C es una curva en R2
o en R3
y más aún,
Si f := R
f dvol
|R|
entonces
R
f dvol =
R
f dvol (R región de R3
)
Si f := R
f dA
|R|
entonces
R
f dA =
R
f dA (R región de R2
)
Si f := S
f dσ
|S|
entonces
S
f dσ =
S
f dσ (S superficie en R3
)
Si f := C
f ds
|C|
entonces
C
f ds =
C
f ds (C curva en R2
o R3
)
En todos estos casos diremos que f es el valor medio de f sobre R, S o C según corres-
ponda.
Un resultado análogo al Teorema 1.1 en más dimensiones es el siguiente (lo enunciamos
para R3
pero lo mismo vale en R2
cambiando B(x, r) por D(x, r) y dvol por dA).
Teorema 1.3. Si f es una función definida en R3
y es continua en x = x0, entonces
1
|B(x0, r)| B(x0,r)
f dvol −→ f(x0) cuando r → 0+
.
10

En otras palabras, si {rn} es una sucesión de radios (rn > 0) que tiende a cero, entonces
1
|B(x0, rn)| B(x0,rn)
f dvol −→ f(x0) cuando n → ∞.
Observación 1.4. Este teorema justifica ahora la definición de densidad puntual y la
relación con la masa. Más precisamente, si f(x) es una función que cumple que
m(R) =
R
f(x) dvol,
entonces necesariamente
f(x) = l´ım
r→0+
m(B(x, r))
vol(B(x, r))
Resultados análogos al Teorema 1.2 son los siguientes:
Teorema 1.5. Sea f una función definida en R3
, continua en x0. Si {Rn}∞
n=1 es una
sucesión de regiones de R3
tales que Rn ⊂ B(x0, rn) y rn → 0, entonces
1
|Rn| Rn
f dvol −→ f(x0) cuando n → ∞.
Ejemplo 1.6. Consideremos la función f(x, y, z) = x2
+ y2
+ z2
, calcular el siguiente
l´ımite
l´ım
h→0
1
h3
1+h
1
2+h
2
3+h
3
f(x, y, z) dz dy dx.
Las regiones de integración son cubos Qh de lado h (volumen h3
) que tienen un vértice en
el punto x0 = (1, 2, 3). El cubo Qh está entonces contenido en la bola B((1, 2, 3), 2h) de
centro (1, 2, 3) y radio 2h. Al hacer tender h a cero, obtenemos el valor de f en el punto
(1, 2, 3),
f(1, 2, 3) = 12
+ 22
+ 32
= 14.
Teorema 1.7. Sea f una función definida en R3
, continua en x0. Si {Sn}∞
n=1 es una
sucesión de superficies de R3
tales que Sn ⊂ B(x0, rn) y rn → 0, entonces
1
|Sn| Sn
f dσ −→ f(x0) cuando n → ∞.
Ejemplo 1.8. Consideremos la función f(x, y, z) = x2
+ y2
+ z2
, calcular el siguiente
l´ımite
l´ım
h→0
1
h2
∂Qh
f(x, y, z) dσ,
donde Qh son los cubos del ejemplo anterior, y ∂Qh denota la superficie que recubre a
Qh. Como el área de ∂Qh es 6h2
tenemos que
l´ım
h→0
1
h2
∂Qh
f(x, y, z) dσ = 6 l´ım
h→0
1
6h2
∂Qh
f(x, y, z) dσ = 6f(1, 2, 3),
puesto que los cubos Qh cumplen las mismas hipótesis que antes.
11

1.5. Aplicaciones
En base a las observaciones de la sección anterior, podemos demostrar que:
Teorema 1.9. Si f es una función continua en una región Ω de R3
y B(x,r)
f dvol = 0
para toda bola B(x, r) contenida en Ω, entonces f ≡ 0.
Demostración. Sea x0 un punto de la región Ω. Entonces
f(x0) = l´ım
r→0
1
|B(x0, r)| B(x0,r)
f dvol = 0.
Teorema 1.10. Si f es una función continua en una región Ω de R3
y Q
f dvol = 0
para todo cubo Q contenido en Ω, entonces f ≡ 0.
Demostración. Sea x0 un punto de la región Ω, y denotemos con Qh al cubo con centro
x0 y lado h. Entonces
f(x0) = l´ım
h→0
1
|Qh| Qh
f dvol = 0.
Observación 1.11. Es importante notar que si uno sabe que Q
f dvol = 0 sobre una
región Q, esto no implica necesariamente que f = 0 en todos los puntos de Q.
Lo que afirmamos anteriormente es que si Q
f dvol = 0 para todos los cubos Q
contenidos en una región Ω entonces f es cero en todos los puntos de Ω. Por ejemplo,
la función f(x, y, z) = xy tiene integral cero sobre el cubo [−h, h] × [−h, h] × [−h, h] y
sin embargo no es cero en todos los puntos. También la función sen(x) tiene integral cero
sobre el intervalo [−π, π], y sin embargo no es idénticamente cero.
Observación 1.12. Sin embargo, si uno sabe que Q
f dvol = 0 sobre una región Q, y
también sabe que la función f no cambia de signo, por ejemplo, si se sabe que f(x) ≥ 0
para todo x ∈ Q, entonces s´ı se puede concluir que f(x) = 0 para todo x ∈ Q.
1.6. Valor medio generalizado
Vimos en la sección 1.3 que si f es una función continua en R, entonces
l´ım
h→0+
1
2h
x0+h
x0−h
f(x) dx = f(x0).
Si definimos
χh(x) =
1
2h
si − h ≤ x ≤ h
0 en c.o.c.
Entonces
1
2h
x0+h
x0−h
f(x) dx =
∞
−∞
f(x) χh(x0 − x) dx, y luego
l´ım
h→0
∞
−∞
f(x) χh(x0 − x) dx = f(x0).
12

−2 −1 0 1 2
−1
0
1
2
3
4
5
h = 1/8
h = 1/4
h = 1/2
h = 1
−2 −1 0 1 2
−1
0
1
2
3
4
5
h = 1/8
h = 1/4
h = 1/2
h = 1
Figura 1.1: Gráfico de χh(x) (izquierda) y de ρh(x) (derecha) para varios valores de h.
La integral
∞
−∞
f(x) χh(x0 − x) dx se llama convolución de f y χh, y se denota por
f ∗ χh(x0), es decir
f ∗ χh(x0) =
∞
−∞
f(x) χh(x0 − x) dx −→ f(x0) (cuando h → 0+
).
Observemos que por un cambio de variables resulta
f ∗ χh(x0) =
∞
−∞
f(x) χh(x0 − x) dx =
∞
−∞
f(x0 − x) χh(x) dx = χh ∗ f (x0)
y por lo tanto también
∞
−∞
f(x0 − x) χh(x) dx −→ f(x0) (cuando h → 0+
).
En la Figura 1.1 (izquierda) se muestran algunas funciones χh(x). Observamos que a
medida que h se hace más cercano a cero, la función χh se concentra en intervalos más
pequeños alrededor de cero, pero que el área bajo el gráfico es siempre 1 (
∞
−∞
χh(x) dx =
1). Otra observación que podemos hacer es que si definimos
χ(x) =
1
2
si − 1 ≤ x ≤ 1
0 en c.o.c.
entonces resulta que χh(x) =
1
h
χ
x
h
.
Puede demostrarse que el mismo resultado se cumple si cambiamos χ(x) por cualquier
función positiva que tenga integral 1. Por ejemplo, si consideramos la campana de Gauss
ρ(x) =
1
√
π
e−x2
y definimos ρh(x) =
1
h
ρ
x
h
(ver Figura 1.1 derecha), entonces cuando h → 0
f ∗ ρh(x0) =
1
h
√
π
∞
−∞
f(x) e−(x−x0
h )
2
dx =
1
h
√
π
∞
−∞
f(x − x0) e−(x
h )
2
dx −→ f(x0).
13

Las sucesiones de funciones que se concentran alrededor del origen y tienen esta pro-
piedad se denominan aproximaciones de la identidad, pues al hacer la convolución con
una función f y tomar l´ımite, se recupera el valor de f. También se dice usualmente que
tienden a la delta de Dirac.
1.7. Ejercicios
1.1. Dar ejemplos de funciones continuas que no sean idénticamente nulas en el dominio
indicado, y cuyas integrales den cero.
(a) Intervalo [0, 1] de R.
(b) Cuadrado [0, 1] × [0, 1] de R2
.
(c) Cubo [0, 1] × [0, 1] × [0, 1] de R3
.
1.2. Calcular los siguientes l´ımites para f(x, y, z) = 2x + y − z2
(NO calcular ninguna integral, usar los teoremas del Cap´ıtulo 1).
(a) l´ım
h→0
1
h3
1+h
1
1+h
1
1+h
1
f(x, y, z) dz dy dx
(b) l´ım
h→0
1
h3
1+h
1−h
1+h
1−h
1+h
1−h
f(x, y, z) dz dy dx
(c) l´ım
h→0
1
h2
1+h
1
1+h
1
1+h
1
f(x, y, z) dz dy dx
(d) l´ım
h→0
1
h3
2+2h
2+h
−1+h
−1−h
h
0
f(x, y, z) dz dy dx
(e) l´ım
h→0
1
h2
−1+h
−1
4+h
4
f(x, y, 0) dy dx
(f) l´ım
h→0
1
h2
−1+h
−1
4+h
4
f(x, y, 2) dy dx
(g) l´ım
r→0+
1
r3
B (−1,0,1),r
f dvol
(h) l´ım
r→0+
1
r Cr
f ds, donde Cr denota la circunferencia de radio r y centro (1, 1, 0) conte-
nida en el plano xy.
1.3. Demostrar que si f y g son dos funciones continuas en R3
y
R
f dvol =
R
g dvol,
para toda región R del espacio R3
, entonces f(x0) = g(x0) para todo x0 ∈ R3
.
14

1.4. Calcular los siguientes l´ımites:
(a) l´ım
h→0+
1
h
√
π
∞
−∞
cos(
π
4
− x) e−(x
h )
2
dx
(b) l´ım
t→0+
1
√
t
∞
−∞
cos(
π
4
− x) e− x2
t dx
* 1.5. Sea f una función definida en R, integrable sobre todo intervalo acotado. Demos-
trar que si f es continua en x0, entonces
l´ım
h→0+
1
2h
x0+h
x0−h
f(x) dx = f(x0).
* 1.6. Sea f una función definida en R, integrable sobre todo intervalo acotado. De-
mostrar que si f es continua en x0, e {In}∞
n=1 es una sucesión de intervalos para la que
existe una sucesión de números positivos {hn}∞
n=1 tales que In ⊂ [x0 − hn, x0 + hn] para
n = 1, 2, . . . y hn → 0 cuando n → ∞ entonces
l´ım
n→∞
1
longitud(In) In
f(x) dx = f(x0).
* 1.7. Sea f una función definida en R3
, integrable sobre toda bola. Demostrar que si f
es continua en x0, entonces
1
|B(x0, r)| B(x0,r)
f dvol −→ f(x0) cuando r → 0.
* 1.8. Sea f una función definida en R3
, integrable sobre todo conjunto abierto acotado y
continua en x0. Demostrar que si {Rn}∞
n=1 es una sucesión de conjuntos abiertos no-vac´ıos
de R3
tales que Rn ⊂ B(x0, rn) para n = 1, 2, . . . y rn → 0 cuando n → ∞, entonces
l´ım
n→∞
1
|Rn| Rn
f dvol = f(x0).
* 1.9. Sea f una función continua en R3
. Si {Sn}∞
n=1 es una sucesión de superficies
(suficientemente suaves, donde esté definida la integral) de R3
tales que Sn ⊂ B(x0, rn)
para n = 1, 2, . . . y rn → 0 cuando n → ∞, entonces
l´ım
n→∞
1
|Sn| Sn
f dσ = f(x0).
Interesante: las superficies podr´ıan ser bastante raras, y “grandes” de manera que |Sn| →
∞ y aún as´ı el l´ımite ser f(x0).
* 1.10. Dada una función f ∈ L2
(Ω), con Ω un subconjunto medible acotado de Rd
(d ∈ N), demostrar que el valor medio de f sobre Ω definido por f = 1
|Ω| Ω
f es el valor
de t que minimiza la función φ : R → R dada por φ(t) = Ω
|f(x) − t|2
dx.
15

* 1.11. Sea Ω un conjunto abierto no vac´ıo de Rd
y sea f una función continua en Ω.
Demostrar que si Ω
fφ dx = 0 para toda φ : Ω → R de la forma
φ(x) = φx0,r(x) = (r − |x − x0|)+ = máx{0, r − |x − x0|}, con B(x0, 2r) ⊂ Ω,
entonces f ≡ 0 en Ω. Graficar algunas funciones φ de esa forma para ayudarse a entender.
* 1.12. Sea Ω un conjunto abierto no vac´ıo de Rd
fφ dx = 0 para toda φ : Ω → R continua en Ω, entonces f ≡ 0 en Ω.
** 1.13. Sea ρ : Rd
→ R definida por
ρ(x) =
e
− 1
(1−|x|2)2
, si |x| < 1,
0 si |x| > 1.
Demostrar que:
ρ ∈ C∞
(Rd
),
ρ(x) > 0 para todo x ∈ Rd
con |x| < 1,
ρ(x) = 0 para todo x ∈ Rd
con |x| ≤ 1.
** 1.14. Sea Ω un conjunto abierto no vac´ıo de Rd
fφ dx = 0 para toda φ ∈ C∞
0 (Ω) entonces f ≡ 0 en Ω.
Aclaraciones y ayuda:
C∞
0 (Ω) denota el espacio de las funciones infinitamente diferenciables en Ω que
tienen soporte compacto contenido en Ω.
El soporte de una función continua es la clausura del conjunto de puntos donde no
se anula, es decir sop φ = {x ∈ Ω : φ(x) = 0}).
Ayuda: la función ρ del ejercicio anterior es C∞
0 (Rd
), trasladándola y encogiéndola
se la puede hacer C∞
0 (Ω) y se la puede utilizar como a las funciones φx0,r del
ejercicio 1.11 .
16

Cap´ıtulo 2
Integrales de l´ınea y de superficie
El objetivo de este cap´ıtulo es solamente repasar lo que significa integrar sobre una
l´ınea o sobre una superficie, y cuáles son las fórmulas que se utilizan.
2.1. Integrales de l´ınea
Consideremos una curva C parametrizada por una función γ(t), para t ∈ [a, b]:
γ(t) = x1(t)i + x2(t)j + x3(t)k
C
γ(t)
a b t
γ(a)
γ(b)
γ′
(t) = x′
1(t)i + x′
2(t)j + x′
3(t)k
La fórmula para calcular la longitud de esta curva es la siguiente
longitud(C) =
C
ds =
b
a
|γ′
(t)| dt =
b
a
x′
1(t)2 + x′
2(t)2 + x′
3(t)2 dt,
y llamamos diferencial de longitud de arco a
ds = |γ′
(t)| dt = x′
1(t)2 + x′
2(t)2 + x′
3(t)2 dt.
La integral de una función escalar f definida sobre C se calcula de la siguiente manera:
C
f ds =
b
a
f(γ(t))|γ′
(t)| dt =
b
a
f(x1(t), x2(t), x3(t)) x′
1(t)2 + x′
2(t)2 + x′
3(t)2 dt.
Si por ejemplo f representa una densidad lineal, que es la masa por unidad de longitud
de un alambre que ocupa la curva C, entonces dicha integral es la masa del alambre.
17

Cuando se pretende integrar una función vectorial F sobre una curva C, en general
se entiende que se quiere integrar la componente de F tangencial a la curva (que es una
función escalar), es decir
C
F · ds =
C
F · τ ds,
donde τ denota un vector tangencial a la curva C con una orientación elegida. Queda
claro que si cambiamos la orientación del vector τ entonces cambia el signo del resultado
de la integral.
Si γ parametriza la curva dada, entonces una elección obvia del vector tangente es
τ =
γ′
|γ′
|
. Por lo tanto
C
F · ds =
b
a
F(γ(t)) ·
γ′
(t)
|γ′
(t)|
|γ′
(t)| dt =
b
a
F(γ(t)) · γ′
(t) dt.
Si F es un campo de fuerzas, entonces C
F · ds es el trabajo realizado por el campo
de fuerzas F sobre una part´ıcula que recorre la curva C (en la dirección indicada por la
tangente elegida). Si V es un campo de velocidades y C es una curva cerrada, entonces
C
V · ds es la circulación del campo V a lo largo de la curva C.
Observación 2.1. En muchos casos no hará falta recurrir a la parametrización ni a es-
cribir integrales complicadas, pues todo se simplifica antes de empezar a calcular. Veamos
un ejemplo.
Ejemplo 2.2. Consideremos un campo de fuerzas F dado por
F(x1, x2, x3) = −x2i + x1j,
y calculemos el trabajo ejercido por F sobre una part´ıcula que recorre la circunferencia C
de radio uno y centro 0 sobre el plano xy, en sentido antihorario cuando lo vemos desde
el lado en que x3 > 0. Observamos que si el punto x1i + x2j pertenece a la circunferencia
entonces el vector −x2i + x1j es tangente a la misma (y es unitario, pues | − x2i + x1j| =
|x1i + x2j| = x2
1 + x2
2 = 1. Por lo tanto
F(x1, x2, x3) · τ = (−x2i + x1j) · (−x2i + x1j) = 1.
Por lo tanto, el trabajo es
C
F · ds =
C
F · τ ds =
C
1 ds = longitud(C) = 2π.
2.2. Integrales de superficie
Antes de hablar de integrales de superficie conviene recordar la definición y algunas
propiedades del producto vectorial o producto cruz de vectores. Dados dos vectores X =
x1i+x2j +x3k y Y = y1i+y2j +y3k del espacio tridimensional R3
, se define su producto
vectorial por la fórmula
X × Y = det


i j k
x1 x2 x3
y1 y2 y3

 = (x2y3 − x3y2)i + (x3y1 − x1y3)j + (x1y2 − x2y1)k.
18

Este producto tiene las siguientes propiedades:
X × Y = −Y × X.
Si X y Y son paralelos, entonces X × Y = 0.
Si X y Y no son paralelos, entonces
• X × Y es un vector perpendicular a X y a Y , i.e., X × Y · X = X × Y · Y = 0.
• |X × Y | es el área del paralelogramo que tiene a X y a Y como lados.
Consideremos ahora una superficie S parametrizada por la función vectorial
X(u, v) = x(u, v)i + y(u, v)j + z(u, v)k, a < u < b, c < v < d.
S
a b
c
d
u
v X(u, v)
Xu × Xv
Xu
Xv
Si Xu = xui + yuj + zuk y Xv = xvi + yvj + zvk (donde los sub´ındices u y v denotan
derivadas con respecto a u y a v respectivamente), la fórmula para calcular el área de
esta superficie es
área(S) =
S
dσ =
b
a
d
c
|Xu × Xv| dv du
La integral de una función escalar f definida sobre S se calcula de la siguiente manera:
S
f dσ =
b
a
d
c
f X(u, v) |Xu × Xv| dv du
=
b
a
d
c
f(x(u, v), y(u, v), z(u, v))|Xu × Xv| dv du
Observación 2.3. Si la superficie es un rectángulo en un plano paralelo a uno de los
planos coordenados, entonces las fórmulas se simplifican significativamente. Por ejemplo,
si la superficie es el rectángulo
S : a ≤ x ≤ b, c ≤ y ≤ d, z = z0,
entonces, utilizamos directamente x e y como variables en lugar de u y v, y la parame-
trización es:
X(x, y) = xi + yj + z0k
De manera que Xx = i, Xy = j y Xx × Xy = k y |Xx × Xy| = 1, por lo que
S
f dσ =
b
a
d
c
f(x, y, z0) dy dx.
19

Cuando se pretende integrar una función vectorial F sobre una superficie S, en general
se entiende que se quiere integrar la componente de F perpendicular a la superficie, es
decir, se quiere calcular
S
F · n dσ,
donde n denota el vector normal a la superficie S: perpendicular y de magnitud uno.
En cada punto de la superficie hay dos vectores normales, que apuntan en direcciones
opuestas. El signo de esta integral depende de qué vector normal se elige. La elección
del vector normal depende de lo que se quiera calcular. Por ejemplo, dado un campo de
velocidades V , si se quiere calcular el flujo de V hacia afuera de la superficie esférica S
de centro 0 y radio 1, deberá calcularse S
V · n dσ eligiendo n de manera que apunte
hacia afuera.
Observación 2.4. Al igual que para curvas, también suele ocurrir que no haga falta
recurrir a la parametrización, pues todo se simplifica antes de comenzar el cálculo. Veamos
un ejemplo.
Ejemplo 2.5. Calcular el flujo del campo vectorial F = x1x2i + x3j + (x2
1 + x2
2 + x2
3)k a
través de la superficie
S : x1 = 3, 2 ≤ x2 ≤ 4, 1 ≤ x3 ≤ 6,
en la dirección en que x1 crece.
Observamos primero que n = i y que
S
F · n dσ =
4
2
6
1
F(3, x2, x3) · i dx3 dx2,
Luego, como F · i = x1x2 tenemos que
S
F · n dσ =
4
2
6
1
3 x2 dx3 dx2 = 15
4
2
x2 dx2 = 15 × 6 = 90.
Ejemplo 2.6. Flujo del campo de Newton. El campo de Newton está dado por la fórmula
V = −
r
r3
, donde r denota el vector posición r = xi + yj + zk y r = |r| es la magnitud
de r, es decir r = x2 + y2 + z2. Calculemos el flujo del campo de Newton hacia afuera
de la superficie esférica S de centro 0 y radio 1. Si r está sobre esta superficie, entonces
r = 1 y además, el vector normal exterior es exactamente el radio r. Luego
S
V · n dσ =
S
−
r
r3
· r dσ =
S
−
r · r
r3
dσ = −
S
1 dσ = −área(S) = −4π.
En el caso en que se requiera calcular la integral de F · n sobre una superficie S
utilizando una parametrización, conviene observar lo siguiente: en los puntos donde Xu ×
Xv = 0,
n = ±
Xu × Xv
|Xu × Xv|
,
20

donde la elección del signo depende de la dirección del flujo que se quiere calcular. Por
lo tanto:
S
F · n dσ =
b
a
d
c
F X(u, v) · n |Xu × Xv| dv du
= ±
b
a
d
c
F X(u, v) ·
Xu × Xv
|Xu × Xv|
|Xu × Xv| dv du
= ±
b
a
d
c
F X(u, v) · Xu × Xv dv du
2.3. Ejercicios
2.1. Calcular el trabajo ejercido por la fuerza F del Ejemplo 2.2 sobre una part´ıcula que
recorre la circunferencia de centro 0 y radio R que se encuentra sobre el plano xy, en
sentido horario cuando lo vemos desde el lado en que x3 > 0.
2.2. Sea V (x1, x2, x3) = ω0(−x2 i + x1 j) con ω0 una constante (velocidad angular). Sea
CR = {(R cos t, R sen t, 0) : t ∈ [0, 2π)}, R > 0.
Calcular la circulación de V a lo largo de CR.
2.3. Calcular el flujo del campo de Newton hacia afuera de la superficie esférica S de
centro 0 y radio R, con R > 0 fijo, arbitrario. Recordar que r · r = r2
y que sobre la
superficie esférica S, se cumple que r = R.
2.4. Hallar la masa y el centro de gravedad de un alambre delgado que tiene la forma
de un cuarto de c´ırculo x2
1 + x2
2 = r2
(x1 ≥ 0, x2 ≥ 0, x3 = 0) si la densidad en el punto
(x1, x2) del mismo es ρ(x1, x2) = x1 + x2. (Nota: La coordenada i-ésima del centro de
gravedad está dada por C
xiρ(x1, x2) ds
C
ρ(x1, x2) ds
. ¡Oh casualidad! un promedio de la variable xi
ponderado por ρ.)
2.5. Hallar la masa y el centro de gravedad de una cúpula de densidad constante ρ que
ocupa la superficie x3 = 20 − x2
1 − x2
2 con x2
1 + x2
2 ≤ 25. (Nota: La coordenada i-ésima
del centro de gravedad está dada por S
xiρ dσ
S
ρ dσ
.) Dejar expresadas las integrales. No hace
falta calcularlas.
Bibliograf´ıa complementaria
[Marsden Tromba] Jerrold E. Marsden, Anthony J. Tromba, Cálculo Vectorial, Addison-
Wesley Iberoamericana.
21

Cap´ıtulo 3
Algunos resultados del Cálculo
Vectorial
3.1. Definición de operadores diferenciales
En esta sección recordamos la definición de los operadores diferenciales más usuales.
Su significado f´ısico quedará claro en las secciones siguientes.
El operador nabla ∇ se define por
∇ =
∂
∂x
i +
∂
∂y
j +
∂
∂z
k o por ∇ =
∂
∂x1
i +
∂
∂x2
j +
∂
∂x3
k,
dependiendo de si estamos llamando {x, y, z} o {x1, x2, x3} a las coordenadas cartesianas
ortogonales usuales del espacio R3
, respectivamente. En esta sección usaremos {x1, x2, x3}
a tal efecto.
Recordemos que dada una región Ω y un número entero no-negativo, un campo escalar
se dice Ck
(Ω) si todas las derivadas parciales de orden menor o igual a k existen y con
continuas en Ω. Diremos que un campo es Ck
cuando se sobreentiende la región a la que
se hace referencia. Un campo vectorial es Ck
si todas sus componentes son Ck
.
Gradiente Dado un campo escalar f, el gradiente se define por:
grad f = ∇f =
∂
∂x1
i +
∂
∂x2
j +
∂
∂x3
k f =
∂f
∂x1
i +
∂f
∂x2
j +
∂f
∂x3
k.
El gradiente de un campo escalar es entonces un campo vectorial.
Divergencia Dado un campo vectorial V = V1i + V2j + V3k, la divergencia se define
por
div V = ∇ · V =
∂
∂x1
i +
∂
∂x2
j +
∂
∂x3
k · V1i + V2j + V3k =
∂V1
∂x1
+
∂V2
∂x2
+
∂V3
∂x3
.
La divergencia de un campo vectorial es entonces un campo escalar.
Si un campo vectorial tiene divergencia nula, se dice que es solenoidal. Si el campo
vectorial corresponde a la velocidad de un fluido, se dice que el flujo es incompresible.
22

Laplaciano. Dado un campo escalar f se define el Laplaciano como la divergencia del
gradiente
∇
2
f = div grad f = ∇ · (∇f) = ∇ ·
∂f
∂x1
i +
∂f
∂x2
j +
∂f
∂x3
k =
∂2
f
∂x2
1
+
∂2
f
∂x2
2
+
∂2
f
∂x2
3
.
Si un campo escalar tiene Laplaciano nulo, se dice que es armónico.
Rotor. Dado un campo vectorial V = V1i + V2j + V3k, el rotor o rotacional se define
por
∇ × V =
i j k
∂
∂x1
∂
∂x2
∂
∂x3
V1 V2 V3
=
∂V3
∂x2
−
∂V2
∂x3
i +
∂V1
∂x3
−
∂V3
∂x1
j +
∂V2
∂x1
−
∂V1
∂x2
k.
Si un campo vectorial tiene rotor nulo, entonces se dice que es irrotacional.
Observación 3.1. Vale la pena recordar algunas identidades útiles:
Si V es un campo vectorial C2
, entonces la divergencia del rotor es cero, i.e.,
∇ · ∇ × V = 0.
Si f es un campo escalar C2
, entonces el rotor del gradiente es nulo, i.e.,
∇ × ∇f = 0.
Todo campo vectorial C1
puede escribirse como la suma de un campo vectorial
solenoidal y uno irrotacional. Es decir, si V es un campo vectorial, entonces existen
dos campos vectoriales Ψ y Φ tales que
V = Ψ + Φ, con ∇ · Ψ = 0 y ∇ × Φ = 0.
Esto se conoce como descomposición de Helmholtz.
3.2. Divergencia y flujo
Sea V = V1i + V2j + V3k = (V1, V2, V3) un campo vectorial en el espacio, por ejemplo
el campo de velocidades de un fluido en un cierto instante de tiempo, en un sistema de
coordenadas cartesianas ortogonales {x1, x2, x3}. Tomamos un punto x0
= (x0
1, x0
2, x0
3) en
el espacio dentro de la región en que V está bien definido y es C1
. Sea R un paralelep´ıpedo
con vértice en x0
, dado por
R = [x0
1, x0
1 + h1] × [x0
2, x0
2 + h2] × [x0
3, x0
3 + h3]
= (x1, x2, x3) : x0
1 ≤ x1 ≤ x0
1 + h1; x0
2 ≤ x2 ≤ x0
2 + h2; x0
3 ≤ x3 ≤ x0
3 + h3 .
Sea S = ∂R la frontera de R. La superficie S se descompone en seis caras planas Ci,
i = 1, 2, . . . , 6.
23

C1
C2
C3
C4
C5
C6
(x0
1, x0
2, x0
3)
Como las aristas tienen área nula, tendremos que
S
V · n dσ =
6
i=1 Ci
V · n dσ,
todas las integrales son de superficie en los correspondientes dominios y n es la normal
exterior. Hagamos el cálculo para las caras C1 y C2. Puesto que sobre C1 la normal
exterior es e1 = i y sobre C2 la normal exterior es −e1 = −i, tenemos que
C1
V · n dσ =
C1
V · i dσ =
C1
V1 dσ =
x0
2+h2
x0
2
x0
3+h2
x0
3
V1(x0
1 + h1, x2, x3) dx3 dx2,
C2
V · n dσ =
C2
V · (−i) dσ = −
C2
V1 dσ = −
x0
2+h2
x0
2
x0
3+h2
x0
3
V1(x0
1, x2, x3) dx3 dx2.
Definamos ahora Q1 = [x0
2, x0
2 + h2] × [x0
3, x0
3 + h3] ⊂ R2
(la proyección de R sobre el
plano x2x3). Dividiendo por vol(R) = h1 h2 h3, tenemos que
1
vol(R) C1∪C2
V · n dσ =
1
h2 h3 Q1
V1(x0
1 + h1, x2, x3) − V1(x0
1, x2, x3)
h1
dx2 dx3.
24

C1
C2
C3
C4
C5
C6
(x0
1, x0
2, x0
3)
Q1
Q2
Q3
Si definimos Q2 = [x0
1, x0
1 +h1]×[x0
3, x0
3 +h3] ⊂ R2
y Q3 = [x0
1, x0
1 +h1]×[x0
2, x0
2 +h2] ⊂
R2
, haciendo cuentas análogas obtenemos
1
vol(R) S
V · n dσ =
1
h2 h3 Q1
V1(x0
1 + h1, x2, x3) − V1(x0
1, x2, x3)
h1
dx2 dx3
+
1
h1 h3 Q2
V2(x1, x0
2 + h2, x3) − V2(x1, x0
2, x3)
h2
dx1 dx3
+
1
h1 h2 Q3
V3(x1, x2, x0
3 + h3) − V3(x1, x2, x0
3)
h3
dx1 dx2.
Tomando ahora l´ımite cuando (h1, h2, h3) → (0, 0, 0) obtenemos que
l´ım
1
vol(R) ∂R
V · n dσ =
∂V1
∂x1
(x0
1, x0
2, x0
3) +
∂V2
∂x2
(x0
1, x0
2, x0
3) +
∂V3
∂x3
(x0
1, x0
2, x0
3)
= ∇ · V (x0
1, x0
2, x0
3) = divergencia de V en x0
.
En palabras, podemos decir que
Si V es el campo de velocidades de un fluido, la divergencia de V en x0
es el flujo
saliente de V por unidad de volumen.
De un modo similar se obtiene que si ϕ es un campo escalar, entonces
gradiente de ϕ = ∇ϕ(x0
) = l´ım
1
vol(R) ∂R
ϕ n dσ,
25

donde estamos integrando un campo vectorial ϕn, y entendemos que
∂R
ϕ n dσ =
∂R
ϕ (n1i + n2j + n3k) dσ
=
∂R
ϕn1 dσ i +
∂R
ϕn2 dσ j +
∂R
ϕn3 dσ k.
También se puede demostrar que
rotor de V = ∇ × V (x0
) = l´ım
1
vol(R) ∂R
n × V dσ.
En todos los casos mencionados, el l´ımite se toma cuando (h1, h2, h3) → (0, 0, 0).
Notemos que entonces valen las siguientes relaciones:
∇·V (x0
) = l´ım
1
vol(R) ∂R
n · V dσ,
∇ϕ(x0
) = l´ım
1
vol(R) ∂R
n ϕ dσ,
∇×V (x0
) = l´ım
1
vol(R) ∂R
n × V dσ.
3.3. Teorema de Gauss
Hemos probado que
1
vol(R) ∂R
V · n dσ −→ ∇ · V (P),
si R es un paralelep´ıpedo rectangular que converge a P (o se encoge a P). La forma
expl´ıcita de R para la validez de este resultado es irrelevante. Una demostración del
teorema de la divergencia de Gauss puede hallarse en muchos libros (por ejemplo en el
Vol. II del Calculus de Apostol [Apostol] o en [Marsden-Tromba]), pero una heur´ıstica
razonable puede obtenerse a partir de esta identidad.
Sea Ω un dominio de R3
con frontera ∂Ω suave. Sea V un campo vectorial C1
en todo
un entorno de Ω = Ω ∪ ∂Ω. Partimos el dominio Ω en subdominios Ωi muy pequeños de
modo que la aproximación
1
vol(Ωi) ∂Ωi
V · n dσ ≈ ∇ · V (Pi) ≈
1
vol(Ωi) Ωi
∇ · V dvol
sea buena (el punto Pi está en Ωi), digamos con un error menor a ε.
26

Pi
Pj
Multiplicando por vol(Ωi) y sumando para todos los ´ındices i = 1, 2 . . . , I tendremos
I
i=1 ∂Ωi
V · n dσ ≈
I
i=1
∇ · V (Pi) vol(Ωi) ≈
Ω
∇ · V dvol,
(siguiendo ahora con un error menor a ε vol(Ω)). En el miembro izquierdo, todos los
trozos de ∂Ωi que son interiores a Ω aparecen dos veces y con normales opuestas. No
ocurre lo mismo con las caras de ∂Ωi que no son interiores a Ω sino que son parte de
la frontera de Ω. Por consiguiente, en la suma de la izquierda, todas las integrales de
superficie calculadas sobre superficies interiores a Ω se cancelan mutuamente y entonces
esa suma es ∂Ω
V · n dσ. En el l´ımite tenemos
∂Ω
V · n dσ =
Ω
∇ · V dvol.
Observación 3.2. La igualdad
∂Ω
V · n dσ =
Ω
∇ · V dvol. (3.1)
se cumple siempre que V sea diferenciable y sus derivadas sean continuas en Ω = Ω∪∂Ω.
Por ejemplo, si V es el campo de Newton
V (r) = −
r
r3
,
con r = (x1, x2, x3) y r = x2
1 + x2
2 + x2
3, que es diferenciable en R3
− {0} (tiene una
singularidad en el origen), la igualdad (3.1) vale siempre que Ω sea una región tal que Ω
no toca al origen. Por ejemplo, la igualdad (3.1) vale en la esfera con centro en (1, 1, 1) y
radio 1, pero no vale en la esfera centrada en el origen con radio 1. Tampoco vale en la
esfera centrada en el (1, 0, 0) y radio 1, aunque s´ı vale en la esfera ahuecada {(x1, x2, x3) ∈
R3
: 1 < x2
1 + x2
2 + x2
3 < 4} = B (0, 0, 0), 2 − B (0, 0, 0), 1 .
Observación 3.3. Si V es un campo vectorial C1
(R3
) y ∇ · V = 0 en R3
, entonces
∂Ω
V · n dσ =
Ω
∇ · V dvol = 0.
27

Es decir, para toda superficie cerrada ∂Ω que encierre una región de R3
donde V tiene
divergencia nula, se cumple que el flujo de V total saliente/entrante a través de ∂Ω es nulo.
Esto no nos dice que la velocidad V sea nula, sino que el balance es nulo. Si V representa
la velocidad de un fluido, entonces ∇ · V = 0 indica que el flujo es incompresible.
3.4. Teorema de Stokes
Sea V un campo vectorial suave en el espacio R3
. Sea C una curva cerrada simple en
el espacio R3
. La circulación de V a lo largo de C está dada por la integral
C
V · ds =
C
V · τ ds,
que es la integral de la componente de V tangencial a la curva C (τ denota el vector
tangencial a C orientado en la dirección en que se recorre la curva C).
El Teorema de Stokes afirma que el rotor de V también mide la circulación del
fluido con velocidad V . Precisamente, si C es una curva suave en el espacio y S es una
superficie (cualquiera) suave cuyo contorno es C, ambas dentro de la región donde V es
C1
, entonces
S
(∇ × V ) · n dσ =
C
V · ds, S
C
n
τ
donde la normal n a S y la dirección de recorrido de C indicada por la elección de τ se
toman de modo que se satisfaga la regla de la mano derecha.
Observación 3.4. La primera observación que se puede hacer de la fórmula de Stokes,
justifica el nombre de rotor o rotacional para el vector ∇ × V , puesto que la anulación
del rotor implica la anulación de la circulación sobre cualquier curva cerrada.
Teor´ıa de Potencial.
Otras consecuencias profundas del teorema de Stokes se dan en la Teor´ıa de Potencial.
Dado un campo vectorial V , se dice que el campo escalar ϕ es un potencial para V si
satisface
∇ϕ = V .
No es cierto que todo campo vectorial admita un potencial, por ejemplo, es fácil ver
que el gradiente de cualquier potencial suficientemente suave ϕ es irrotacional. Es decir
∇ × ∇ϕ = 0.
Esto nos dice que para que un campo vectorial admita un potencial, es necesario que
dicho campo vectorial sea irrotacional:
28

Si V admite un potencial (V = ∇ϕ) entonces ∇ × V = 0.
Trabajo. Dado un campo vectorial F (pensamos ahora en un campo de fuerzas), se
define el trabajo realizado por F sobre una part´ıcula que se desplaza por una curva C
como la integral
C
F · ds =
C
F · τ ds
donde τ denota (como antes) el vector tangencial a la curva C y apunta en la dirección
que se recorre. Es decir, el trabajo de F sobre C es la integral a lo largo de C de la
componente tangencial a C de F. El signo dependerá de la orientación de la curva.
Campos Conservativos. Se dice que un campo vectorial F (pensamos en fuerzas) es
conservativo si el trabajo realizado por F al desplazar una part´ıcula entre los puntos P
y Q solo depende de los puntos P y Q pero no de la particular trayectoria que los una,
mientras la misma no salga del dominio de suavidad1
de F. Equivalentemente un campo
es conservativo si el trabajo realizado por el mismo en cualquier circuito cerrado es nulo.
Observemos ahora que si F admite un potencial ϕ, y C es una curva, parametrizada
por γ : [0, 1] → C que une P con Q (γ(0) = P, γ(1) = Q), entonces
C
F · ds =
1
0
F(γ(t)) · γ′
(t) dt
=
1
0
∇ϕ(γ(t)) · γ′
(t) dt
=
1
0
d
dt
ϕ(γ(t)) dt
= ϕ(γ(1)) − ϕ(γ(0))
= ϕ(Q) − ϕ(P).
Por lo tanto, si F admite un potencial, el trabajo depende solamente de los puntos inicial
y final, y por lo tanto es conservativo.
Si F admite un potencial (F = ∇ϕ) entonces F es conservativo
Por otro lado, si F = F1i + F2j + F3k es un campo vectorial conservativo, entonces
las integrales de l´ınea nos permiten construir un potencial para F. Es decir, nos permiten
construir (al menos) una función escalar ϕ tal que F = ∇ϕ. Basta fijar un punto O en el
dominio de F y definir ϕ(O) = 0. Luego, para cada P en el dominio de F (que estamos
suponiendo simplemente conexo) definir
ϕ(P) = ϕ(P) − ϕ(O) =
COP
F · ds,
1
El dominio de suavidad de una función es el dominio donde la función está definida y es C1
. Por
ejemplo, el dominio de suavidad del campo de Newton es R3
− {0}.
29

Donde COP es una curva suave (a trozos) que une O con P. Como F es conservativo,
el resultado da lo mismo a través de cualquier curva COP que se elija. De esta manera
resulta ∇ϕ = F. Veamos como ejemplo que
∂ϕ
∂z
(x, y, z) = F3(x, y, z), el resto de las
igualdades se obtiene de manera análoga (utilizando otra curva C).
(0, 0, 0)
(x, 0, 0)
(x, y, 0)
(x, y, z)
C1
C2
C3
Utilicemos como curva C la de la figura, entonces
ϕ(x, y, z) =
C
F · τ ds
=
C1
F · i ds +
C2
F · j ds +
C3
F · k ds
=
C1
F1 ds +
C2
F2 ds +
C3
F3 ds
=
x
0
F1(s, 0, 0) ds +
y
0
F2(x, s, 0) ds +
z
0
F3(x, y, s) ds.
Luego,
∂ϕ
∂z
(x, y, z) = F3(x, y, z).
En conclusión:
Todo campo conservativo es el gradiente de algún campo escalar.
Recordando ahora que el rotacional de un gradiente es siempre el vector nulo:
Todo campo conservativo es irrotacional.
El teorema de Stokes nos permite afirmar la rec´ıproca, siempre que estemos en un
dominio simplemente conexo:
Todo campo irrotacional es conservativo, y por consiguiente tiene un potencial ϕ.
30

En efecto, si F es irrotacional, entonces ∇ × F = 0 y de aqu´ı que
C
F · ds =
S
(∇ × F) · n dσ = 0,
para toda curva cerrada simple en el dominio. Entonces F es conservativo y por consi-
guiente existe ϕ tal que F = ∇ϕ. El campo escalar ϕ es un potencial para F.
3.5. Ejercicios
3.1. Sea f(r) = 1
r
el potencial Newtoniano cuyo dominio es R3
{0}.
(Notación: r = x1i + x2j + x3k y r = x2
1 + x2
2 + x2
3)
(a) Calcular el gradiente de f.
(b) Calcular el Laplaciano de f.
3.2. Demostrar que el gradiente de cualquier función escalar ϕ que tiene derivadas de
segundo orden continuas, es un campo vectorial irrotacional. Más precisamente, demostrar
que
∇ × ∇ϕ = 0,
para cualquier función escalar ϕ con derivadas de segundo orden continuas.
* 3.3. Sea f una función de clase C1
en R3
. Demostrar que
l´ım
1
h2 h3
x0
3+h3
x0
3
x0
2+h2
x0
2
f(x0
1 + h1, x2, x3) − f(x0
1, x2, x3)
h1
dx2 dx3 =
∂f
∂x1
(x0
1, x0
2, x0
3),
donde el l´ımite se toma cuando (h1, h2, h3) → (0, 0, 0).
3.4. Calcular el flujo del campo de Newton
V (r) = −
r
r3
,
a través de una superficie esférica centrada en (1, 1, 1) y de radio uno. (Usar Teorema de
Gauss).
¿Cuál es el flujo a través de cualquier superficie cerrada suave que no deje el origen
en el interior?
3.5. Sea V (r) = −
r
r3
. Recuerde que según se resolvió en el ejercicio 2.3, el flujo de V
a través de la superficie esférica centrada en 0 = (0, 0, 0) y radio R, hacia el infinito es
−4π.
Calcular el flujo de V a través de cualquier superficie cerrada suave que contenga a 0
en su interior.
3.6. Sea S una superficie cerrada y suave en el espacio, y sea ni la i-ésima componente
del vector normal exterior a S. Demostrar que entonces
S
ni dσ = 0.
31

3.7. Sea S una superficie cerrada y suave en el espacio, sea n el vector normal exterior a
S, y r el vector posición (o función identidad de R3
). Demostrar que entonces
1
3 S
r · n dσ = V,
donde V es el volumen de la región rodeada por S.
3.8. Sea ϕ(x1, x2, x3) = ln(x2
1 +x2
2). Determinar su dominio y el de su gradiente V = ∇ϕ.
¿Es V conservativo? ¿Es incompresible? ¿Es ϕ armónico?
[Apostol] Tom M. Apostol, Calculus, Vol. 2., Editorial Reverté, 2005.
[Arfken-Weber] Arfken, G.B., Weber, H.J., Mathematical Methods For Physicists, HARCOUT-
Academic Press, 2001.
[Marsden-Tromba] Jerrold E. Marsden, Anthony J. Tromba, Cálculo Vectorial, Addison-
Wesley Iberoamericana.
32

Cap´ıtulo 4
Coordenadas Generalizadas en el
Espacio
Las coordenadas cartesianas usuales en R3
pueden verse también como un sistema
de tres familias de superficies en el espacio, de modo que cada punto (f´ısico) P pueda
describirse como la intersección de tres superficies: una de cada familia.
F1 = {x1 = constante} = {planos frontales (paralelos al plano x2x3)}
F2 = {x2 = constante} = {planos verticales (paralelos al plano x1x3)}
F3 = {x3 = constante} = {planos horizontales (paralelos al plano x1x2)}
Tomando este punto de vista, dados tres campos escalares Q1, Q2, Q3 en el espacio
introducimos tres familias de superficies: las superficies de nivel de cada Qi, i = 1,2,3.
Ahora,
F1 = {Q1(x1, x2, x3) = constante},
F2 = {Q2(x1, x2, x3) = constante},
F3 = {Q3(x1, x2, x3) = constante}.
Ver por ejemplo la Fig. 4.1.
Si el punto f´ısico P se representa por (x1, x2, x3) en coordenadas cartesianas, entonces
P se representa por (q1, q2, q3) en coordenadas generalizadas, con



q1 = Q1(x1, x2, x3),
q2 = Q2(x1, x2, x3),
q3 = Q3(x1, x2, x3),
o inversamente



x1 = X1(q1, q2, q3),
x2 = X2(q1, q2, q3),
x3 = X3(q1, q2, q3).
(4.1)
33

F1 F2 F3
Figura 4.1: Ejemplo de familias F1, F2, F3
Geométricamente, esto significa que el punto P, además de ser la intersección de tres
planos (el frontal por x1, el vertical por x2 y el horizontal por x3) también es la intersección
de las superficies de nivel Q1(x1, x2, x3) = q1, Q2(x1, x2, x3) = q2, Q3(x1, x2, x3) = q3:
P
Q1 = q1
Q2 = q2
Q3 = q3
Ejemplo 4.1. Si q1 = r, q2 = θ, q3 = ϕ, con 0 ≤ r, 0 ≤ θ < 2π y 0 ≤ ϕ ≤ π, dados por
las relaciones 


x1 = X1(r, θ, ϕ) = r sen ϕ cos θ
x2 = X2(r, θ, ϕ) = r sen ϕ sen θ
x3 = X3(r, θ, ϕ) = r cos ϕ
(4.2)
tenemos el sistema de coordenadas esféricas.
Ejemplo 4.2. Si q1 = ρ, q2 = θ, q3 = z, con 0 ≤ r, 0 ≤ θ < 2π y z ∈ R, dados por las
relaciones 


x1 = X1(ρ, θ, z) = ρ cos θ
x2 = X2(ρ, θ, z) = ρ sen θ
x3 = X3(ρ, θ, z) = z
(4.3)
tenemos el sistema de coordenadas cil´ındricas.
4.1. Superficies coordenadas
Son superficies coordenadas las que se obtienen manteniendo una coordenada fija
y permitiendo variar a las otras dos. Es decir, superficies contenidas en alguna de las
superficies de las familias F1, F2, F3 mencionadas antes.
34

En el caso de las coordenadas cartesianas usuales, las superficies coordenadas son
superficies contenidas en un plano paralelo a alguno de los planos coordenados.
Por ejemplo, la superficie
x1 = −3, 0 < x2 < 2, 1 < x3 < 5
es un rectángulo de 2 × 4 contenido en el plano x1 = −3, paralelo al plano x2x3.
Si consideramos las coordenadas esféricas, la superficie
r = 3, 0 ≤ θ < 2π, 0 ≤ ϕ ≤ π,
es la esfera de centro en el origen y radio 3. La superficie
0 ≤ r < ∞, 0 ≤ θ < 2π, ϕ =
π
4
,
es el cono circular con orientación vertical (eje contenido en eje x3) que abre hacia arriba
con un ángulo de apertura de π/2 radianes (o 90 grados). El ángulo con respecto al eje
x3 es de π/4 radiantes o 45 grados.
Si consideramos las coordenadas cil´ındricas, la superficie
ρ = 5, 0 ≤ θ < 2π, 0 < z < 1,
es la cara lateral de un cilindro vertical de base circular de radio 5 y altura 1.
4.2. Curvas coordenadas
Son curvas coordenadas las que se obtienen dejando fijas dos coordenadas y permitien-
do variar a la tercera. Por lo tanto están contenidas en la intersección de dos superficies
coordenadas.
Consideremos por ejemplo las coordenadas esféricas. La curva
r = 2, θ =
π
2
, 0 ≤ ϕ ≤ π
es la media circunferencia centrada en el origen, de radio 2, que se encuentra en el semi-
plano del plano x2x3 donde x2 ≥ 0. Si reemplazamos los valores de las coordenadas fijas
en las fórmulas (4.2), obtenemos una parametrización de la curva:



x1(ϕ) = 2 sen ϕ cos
π
2
= 0,
x2(ϕ) = 2 sen ϕ sen
π
2
= 2 sen ϕ,
x3(ϕ) = 2 cos ϕ = 2 cos ϕ,
0 ≤ ϕ ≤ π.
Esta curva resulta un meridiano de la esfera de radio 2.
La curva
r = 1, 0 ≤ θ < 2π, ϕ =
3
4
π,
35

es una circunferencia ubicada en el cono ϕ = 3
4
π, paralela al plano x1x2. Veamos su
parametrización



x1(ϕ) = sen
3
4
π cos θ =
√
2
2
cos θ,
x2(ϕ) = sen
3
4
π sen θ =
√
2
2
sen θ,
x3(ϕ) = cos
3
4
π = −
√
2
2
,
0 ≤ θ < 2π.
Se ve aqu´ı que la curva en cuestión es el paralelo de la esfera de radio unitario que
está contenido en el plano x3 = −
√
2
2
.
Es interesante observar que por cada punto de coordenadas generalizadas (q1, q2, q3)
pasan tres curvas coordenadas. Que son las que se obtienen de dejar dos coordenadas
fijas, y la restante variable. Por ejemplo, la parametrización de la curva coordenada que
resulta de variar q1 y dejar fijos q2 y q3 es
X(t, q2, q3) = X1(t, q2, q3)i + X2(t, q2, q3)j + X3(t, q2, q3)k.
Un vector tangente a esta curva en el punto (q1, q2, q3) (t = q1) está dado por
d
dt
X(t, q2, q3)|t=q1 =
∂X
∂q1
(q1, q2, q3) =
∂X1
∂q1
(q1, q2, q3)i+
∂X2
∂q1
(q1, q2, q3)j+
∂X3
∂q1
(q1, q2, q3)k.
As´ı, los vectores tangentes a las curvas coordenadas que pasan por el punto que tiene
coordenadas (q1, q2, q3) son tres, a saber:
∂X
∂qi
(q1, q2, q3), i = 1, 2, 3.
Cada par de estos vectores (se pueden armar tres pares diferentes) determina el plano
tangente a una de las tres superficies coordenadas que pasan por dicho punto. Más pre-
cisamente:
El plano paralelo a
∂X
∂q2
y a
∂X
∂q3
que pasa por (q1, q2, q3) es el plano tangente a la
superficie coordenada {q1 = constante} que pasa por dicho punto.
El plano paralelo a
∂X
∂q1
y a
∂X
∂q3
El plano paralelo a
∂X
∂q1
y a
∂X
∂q2
∂X
∂q1
∂X
∂q2
Q3 = constante
36

En los ejemplos de coordenadas esféricas y cil´ındricas que consideramos resulta que los
vectores
∂X
∂qi
(q1, q2, q3), i = 1, 2, 3, son perpendiculares entre s´ı (ver ejercicio 4.2), y por
lo tanto el vector
∂X
∂qi
que no es paralelo al plano tangente de la superficie coordenada,
es necesariamente perpendicular. Más precisamente
En cada punto, el vector
∂X
∂q1
es perpendicular al plano tangente a la superficie
coordenada {q1 = constante} que pasa por dicho punto.
∂X
∂q2
∂X
∂q3
En general decimos que un vector es perpendicular a una superficie en un punto si es
perpendicular al plano tangente a dicha superficie en ese punto, es por eso que las tres
afirmaciones anteriores pueden re-escribirse de la siguiente manera (resumida):
El vector
∂X
∂q1
es perpendicular a la superficie {q1 = constante}.
El vector
∂X
∂q2
El vector
∂X
∂q3
Finalmente observamos que el vector
∂X
∂qi
apunta en la dirección en que qi aumenta.
4.3. Vectores normales
Denotaremos con ai al vector normal a las superficies de la familia Fi (perpendicular
a cada superficie y de longitud uno) de manera que su dirección es la del crecimiento de
qi.
Cuando los vectores tangentes a las curvas paramétricas
∂X
∂qi
son perpendiculares entre
s´ı, que es el caso de las coordenadas rectangulares usuales, de las esféricas y también de las
cil´ındricas, el cálculo puede hacerse utilizando lo visto en la sección anterior, normalizando
los vectores
∂X
∂qi
:
ai =
∂X
∂qi
∂X
∂qi
=
1
hi
∂X
∂qi
,
37

donde hemos definido hi =
∂X
∂qi
, y como antes
∂X
∂qi
=
∂X1
∂qi
i +
∂X2
∂qi
j +
∂X3
∂qi
k.
Ejemplo 4.3. Consideremos las coordenadas esféricas y calculemos h2 y a2. Para realizar
esto debemos utilizar las fórmulas (4.2) y derivar con respecto a q2 = θ:
∂X1
∂θ
= −r sen ϕ sen θ
∂X2
∂θ
= r sen ϕ cos θ
∂X3
∂θ
= 0
=⇒
∂X
∂θ
= r sen ϕ − sen θ i + cos θ j
Por lo tanto h2 = r sen ϕ y a2 = − sen θ i + cos θ j.
4.4. Cálculo de longitudes en coordenadas
generalizadas
Sea γ(t) una curva en el espacio que describe (por ejemplo) la trayectoria de una
part´ıcula. Si representamos la curva en coordenadas cartesianas ortogonales γ(t) = x1(t)i+
x2(t)j + x3(t)k, para calcular la longitud de un arco cualquiera de la curva, necesitamos
conocer
dγ
dt
(t) ya que la longitud del arco que une γ(a) con γ(b) está dada por:
C
ds =
b
a
dr
dt
(t) dt =
b
a
dx1
dt
2
+
dx2
dt
2
+
dx3
dt
2
dt
ds
.
Supongamos ahora que qj(t) = Qj γ(t) son las coordenadas generalizadas de la
curva, y tratemos de hallar una fórmula para
dγ
dt
(t)
2
en términos de las coordenadas
qj(t). Estamos considerando entonces que
γ(t) = X(q1(t), q2(t), q3(t))
= X1(q1(t), q2(t), q3(t))i + X2(q1(t), q2(t), q3(t))j + X3(q1(t), q2(t), q3(t))k,
y por la regla de la cadena
γ′
(t) =
∂X
∂q1
q′
1(t) +
∂X
∂q2
q′
2(t) +
∂X
∂q3
q′
3(t)
= h1a1q′
1(t) + h2a2q′
2(t) + h2a3q′
3(t)
Además |γ′
(t)| = γ′
(t) · γ′
(t) y como
∂X
∂qi
= hiai,
γ′
(t) · γ′
(t) = h2
1(q′
1(t))2
+ h2
2(q′
2(t))2
+ h2
3(q′
3(t))2
,
38

porque ai · aj = 0 cuando i = j y ai · ai = 1. Luego
|γ′
(t)| = h2
1(q′
1(t))2 + h2
2(q′
2(t))2 + h2
3(q′
3(t))2.
En forma sintética, la fórmula obtenida para calcular longitudes de curvas en las
coordenadas generalizadas puede escribirse
(ds)2
= (dx1)2
+ (dx2)2
+ (dx3)2
= (h1 dq1)2
+ (h2 dq2)2
+ (h3 dq3)2
,
donde ds representa el diferencial de longitud de arco. Lo que esta fórmula sintetiza
es el hecho que si pretendemos calcular la longitud de una curva C que se describe por
(q1(t), q2(t), q3(t)) en coordenadas generalizadas, entonces la longitud del camino recorrido
entre los instantes a y b está dado por
C
ds =
b
a
(h1
dq1
dt
)2 + (h2
dq2
dt
)2 + (h3
dq3
dt
)2 dt
con hℓ =
∂X
∂qℓ
=
3
i=1
∂Xi
∂qℓ
2
.
Algunas curvas son particularmente importantes en un sistema de coordenadas gene-
ralizadas. Por ejemplo, si q2 y q3 son constantes, tenemos la curva de intersección de dos
superficies, una de la familia F2 y otra de la familia F3.
Q3 = constante
Q2 = constante
curva intersección
C
ds1 = h1dq1.
Para una curva como C en el dibujo, el diferencial de longitud es ds1 = h1dq1. Si q1 y
q3 son constantes tenemos ds2 = h2dq2, y si q1 y q2 son constantes tenemos ds3 = h3dq3.
La cantidad hi indica cuánto se estira o encoge la longitud de un intervalo cuando
se deforma para describir una curva coordenada.
Ejemplo 4.4. Utilizando las coordenadas esféricas calcular la longitud de un paralelo
cualquiera en la esfera de radio 4 (dado por ϕ = constante, 0 ≤ θ ≤ 2π, y r = 4).
Observando que θ = q2, y sabiendo por el Ejemplo 4.3 que h2 = r sen ϕ, calculamos
longitud paralelo de ángulo ϕ =
2π
0
h2 dθ =
2π
0
4 sen ϕ dθ = 8π sen ϕ.
39

Observación 4.5. Notar que para obtener la longitud de cualquier paralelo, se debe
calcular una integral entre 0 y 2π. Sin embargo los resultados dependen de q1 = r y
q3 = ϕ. Aqu´ı queda un poco más claro lo que significa h2: mide cuánto se estira el
segmento [0, 2π] cuando se deforma para describir un paralelo de la esfera.
4.5. Cálculo de áreas de superficies coordenadas en
coordenadas generalizadas
Si q3 es constante y queremos aproximar el área
de un rectángulo curvil´ıneo como el del dibujo, cons-
truido con curvas coordenadas dentro de la superficie
Q3 = constante, tendremos
dσ12 = ds1 ds2 = h1 h2 dq1 dq2.
Q3 = constante
De un modo análogo, si Q2 = constante, dσ13 = ds1 ds3 = h1 h3 dq1 dq3.
Y si Q1 = constante, dσ23 = ds2 ds3 = h2 h3 dq2 dq3.
La cantidad σij indica cuánto se estira o encoge el área de un rectángulo cuando se
deforma para describir una superficie coordenada.
4.6. Cálculo de volúmenes de cubos con aristas que
sean curvas coordenadas
Análogamente a lo anterior, ahora tenemos que
dvol = ds1 ds2 ds3 = h1 h2 h3 dq1 dq2 dq3.
La cantidad h1h2h3 indica cuánto se estira o encoge el
volumen de un cubo cuando se deforma para describir
un cubo coordenado.
4.7. Los operadores diferenciales en coordenadas ge-
neralizadas
Gradiente. La idea es ahora escribir el gradiente de un campo escalar que viene dado
en coordenadas generalizadas, como una combinación lineal de los vectores normales a1,
a2, a3.
40

Si ψ es un campo escalar en el espacio, entonces
∇ψ(q1, q2, q3) = a1 ∇ψ(q1, q2, q3) · a1 + a2 ∇ψ(q1, q2, q3) · a2 + a3 ∇ψ(q1, q2, q3) · a3
= a1
1
h1
∂ψ
∂q1
+ a2
1
h2
∂ψ
∂q2
+ a3
1
h3
∂ψ
∂q3
.
En la última igualdad hemos usado que ∇ψ(q1, q2, q3) · ai = 1
hi
∂ψ
∂qi
, i = 1, 2, 3, lo que
puede verse a partir del siguiente razonamiento: La expresión ∂ψ
∂qi
mide la variación de la
cantidad ψ a medida que uno se mueve por la curva coordenada con velocidad hi. Por lo
tanto, la variación de la cantidad ψ a medida que uno se mueve con velocidad 1 es 1
hi
∂ψ
∂qi
.
Si no lo convence este argumento, he aqu´ı una demostración rigurosa: Supongamos que
ψ(q1, q2, q3) y Ψ(x1, x2, x3) denotan dos fórmulas para el campo escalar ψ que coinciden
en cada punto f´ısico del espacio tridimensional, es decir
ψ(q1, q2, q3) = Ψ(x1, x2, x3)
siempre que (q1, q2, q3) y (x1, x2, x3) se relacionen a través de las fórmulas (4.1). Más
precisamente
ψ(q1, q2, q3) = Ψ X1(q1, q2, q3), X2(q1, q2, q3), X3(q1, q2, q3) .
Luego, el gradiente del campo escalar es
∇Ψ(x1, x2, x3) =
∂Ψ
∂x1
(x1, x2, x3) i +
∂Ψ
∂x2
(x1, x2, x3) j +
∂Ψ
∂x3
(x1, x2, x3) k.
Por otro lado, por la regla de la cadena,
∂ψ
∂qi
=
∂Ψ
∂x1
∂X1
∂qi
+
∂Ψ
∂x2
∂X2
∂qi
+
∂Ψ
∂x3
∂X3
∂qi
= ∇Ψ ·
∂X
∂qi
= ∇Ψ · (hiai),
donde hemos usado que
∂X
∂qi
=
∂X1
∂qi
i +
∂X2
∂qi
j +
∂X3
∂qi
k, y hi =
∂X
∂qi
(ver Sección 4.3).
Finalmente,
∂ψ
∂qi
= hi∇Ψ · ai,
o, lo que es lo mismo
∇Ψ · ai =
1
hi
∂ψ
∂qi
.
Divergencia. Si V es un campo vectorial en el espacio, expresado en términos de los
vectores normales ai,
V = V1a1 + V2a2 + V3a3,
entonces
∇ · V (q1, q2, q3) =
1
h1 h2 h3
∂
∂q1
(V1h2h3) +
∂
∂q2
(V2h3h1) +
∂
∂q3
(V3h1h2).
Esto se demuestra usando que ∇ · V = l´ım 1
vol R ∂R
V · n dσ, con R cubos coordenados
con lados coordenados tendiendo a cero.
41

Laplaciano. Si ψ es un campo escalar en el espacio, combinando las definiciones de
gradiente y divergencia, recordando que ∇
2
ψ = ∇ · ∇ψ , obtenemos
∇
2
ψ(q1, q2, q3) =
1
h1 h2 h3
∂
∂q1
(
h2h3
h1
∂ψ
∂q1
) +
∂
∂q2
(
h3h1
h2
∂ψ
∂q2
) +
∂
∂q3
(
h1h2
h3
∂ψ
∂q3
)
Rotor. Si V es un campo vectorial en el espacio
∇ × V (q1, q2, q3) =
1
h1 h2 h3
a1h1 a2h2 a3h3
∂
∂q1
∂
∂q2
∂
∂q3
h1V1 h2V2 h3V3
4.8. Ejercicios
4.1. Considerar las coordenadas esféricas y cil´ındricas. Para cada caso:
Describir F1, F2, F3;
Calcular h1, h2, h3;
Describir los vectores normales a1, a2, a3.
Calcular dσ12, dσ13, dσ23, y dvol;
4.2. Verificar que para las coordenadas cil´ındricas y esféricas se cumple que
∂X
∂qi
·
∂X
∂qj
= 0, si i = j.
4.3. Describir todos los tipos de curvas coordenadas en los sistemas cartesianos, esféricos
y cil´ındricos.
4.4. Utilizando coordenadas cil´ındricas, calcular la longitud de la hélice θ(t) = t, ρ(t) =
R, z(t) = t, 0 ≤ t ≤ 2π.
4.5. Utilizando coordenadas esféricas. Calcular el área del casquete esférico de apertura
ϕ = π/4.
4.6. Utilizando coordenadas esféricas, calcular el volumen del cono esférico de apertura
ϕ = π/4.
4.7. Escribir gradiente, divergencia y Laplaciano en coordenadas esféricas y cil´ındricas.
4.8. Estudiar las soluciones de ∇
2
u = 0 que solo dependen de una de las coordenadas
generalizadas qi en coordenadas cartesianas, cil´ındricas y esféricas.
[Arfken-Weber] Arfken, G.B., Weber, H.J., Mathematical Methods For Physicists, HARCOUT-
Academic Press, 2001.
42

Cap´ıtulo 5
Leyes de conservación. Ecuaciones
constitutivas
5.1. Leyes de conservación. Balance
Sea Ω una región del espacio R3
y sea ∂Ω su frontera, que suponemos suave a trozos.
Estamos interesados en describir (cuantitativamente) la evolución espacio-temporal de
una cantidad E en Ω. Por ejemplo, la energ´ıa térmica, la masa de un compuesto, etc. La
ley de conservación básica establece el hecho casi obvio siguiente:
razón de cambio
temporal de E
=
razón de inmigración
menos
razón de emigración
a través de ∂Ω
+
razón de creación
menos
razón de desaparición
dentro de Ω.
(5.1)
Supondremos, para fijar ideas, que E es energ´ıa térmica. Más precisamente, supo-
nemos que si E = E(Ω; t) es la energ´ıa térmica en la región Ω a tiempo t, entonces
la densidad de energ´ıa térmica e = e(x; t) es la propiedad intensiva asociada a E y se
relacionan de la siguiente manera:
E(Ω; t) =
Ω
e(x; t) dvol ⇐⇒ e(x; t) = l´ım
r→0+
E(B(x, r); t)
vol(B(x, r))
.
La cantidad e(x; t) también se denomina energ´ıa térmica por unidad de volumen en el
punto x de Ω en el instante t. Con esta notación resulta
razón de cambio
temporal de U
=
d
dt
E(Ω; t) =
d
dt Ω
e(x; t) dvol
Llamemos φ(x1, x2, x3; t) al campo vectorial de velocidades de desplazamiento de la
energ´ıa térmica, de manera que:
S
φ(x; t) · n dσ =
cantidad de energ´ıa térmica
que atraviesa la superficie S
en la dirección que apunta n
por unidad de tiempo.
43

φ(x; t) se denomina flujo de energ´ıa térmica por unidad de área en el punto x a tiempo
t. Por lo tanto, si n es el vector normal a ∂Ω que apunta hacia fuera de Ω,
razón de inmigración
menos
razón de emigración
a través de ∂Ω
= −
∂Ω
φ(x; t) · n dσ
La creación y aniquilación de la cantidad E en Ω (que en el caso de energ´ıa térmica
puede corresponder a reacciones qu´ımicas exotérmicas o endotérmicas respectivamente,
o a la circulación de una corriente eléctrica) está dada por una función f(x; t) definida
en Ω. La función f tiene signo arbitrario. En los puntos e instantes donde sea positiva
tendremos fuentes de energ´ıa, mientras que cuando sea negativa tendremos sumideros
de energ´ıa. La función f es una tasa de creación/aniquilación de energ´ıa por unidad de
volumen por unidad de tiempo, de manera que
razón de creación
menos
razón de desaparición
dentro de Ω
=
Ω
f(x; t) dvol
Con estas tres magnitudes básicas, la ley de conservación y el Teorema de Gauss,
podemos establecer una relación cuantitativa precisa entre e, φ y f.
Sea x0
= (x0
1, x0
2, x0
3) un punto fijo en Ω y sea B = B(x0
, r) una bolita chica centrada
en x0
de manera que B(x0, r) ⊂ Ω. Consideremos el balance en B.
razón de cambio
temporal de E en B
=
d
dt
E(B; t) =
d
dt B
e(x; t) dvol
razón de inmigración/emigración
a través de ∂B
= −
∂B
φ(x; t) · n dσ
razón de creación/desaparición
dentro de B
=
B
f(x; t) dvol
Por el enunciado verbal del balance (5.1) tenemos que
d
dt B
e(x; t) dvol = −
∂B
φ(x; t) · n dσ +
B
f(x; t) dvol (5.2)
Por el Teorema de la Divergencia de Gauss, el primer término en el miembro derecho de
la ecuación anterior es:
−
∂B
φ(x; t) · n dσ = −
B
∇ · φ(x; t) dvol,
donde ∇ · φ es, claro, la divergencia del flujo térmico. Si e es una función suave, como la
derivación en el miembro izquierdo de (5.2) es con respecto a la variable tiempo, que no
es la de integración, y como estamos considerando una bola B fija que no depende de la
variable temporal, tenemos también que
d
dt B
e(x; t) dvol =
B
∂
∂t
e(x; t) dvol.
44

Finalmente, la ecuación (5.2) se reescribe
B
∂
∂t
e(x; t) + ∇ · φ(x; t) − f(x; t) dvol = 0.
Esta igualdad debe cumplirse para toda bola B tal que B ⊂ Ω. Si e y φ son de clase C1
y si f es continua, entonces la función entre corchetes es continua, y por lo visto en el
Cap´ıtulo 1 se tiene que cumplir que
∂
∂t
e(x; t) + ∇ · φ(x; t) − f(x; t) = 0
para todo x ∈ Ω y todo instante de tiempo t.
La ley de conservación (de la energ´ıa) es entonces la ecuación diferencial en derivadas
parciales de primer orden dada por
∂e
∂t
+ ∇ · φ = f. (5.3)
Observación 5.1. Una ley de conservación similar se cumple si C representa una con-
centración, que es también una densidad de masa de una cierta sustancia, por unidad de
volumen:
∂C
∂t
+ ∇ · φ = f. (5.4)
En este caso φ es el flujo de masa por unidad de área, y f es un término fuente de masa
por unidad de volumen por unidad de tiempo.
5.2. Relaciones constitutivas
Supongamos ahora que denotamos con:
u = u(x; t) a la temperatura en el punto x ∈ Ω en el instante t;
ρ = ρ(x) a la densidad (de masa) del medio en el punto x de Ω;
c = c(x) al calor espec´ıfico del medio en el punto x de Ω. Se denomina calor espec´ıfico
a la energ´ıa térmica necesaria para aumentar en un grado de temperatura un gramo
de la sustancia que constituye el medio en el punto x).
Entonces
e = cρu.
La ley de conservación toma pues la forma
cρ
∂u
∂t
+ ∇ · φ = f,
donde c, ρ y f son generalmente datos del problema, y u, φ son las incógnitas.
Es claro que teniendo una sola ecuación, el problema de encontrar u y φ no está sufi-
cientemente determinado. Las ecuaciones de balance, o leyes de conservación tienen que
45

acoplarse con relaciones constitutivas que describen, cuantitativamente relaciones entre
φ y u. La relación constitutiva para la conducción del calor se llama Ley de Fourier y es
elemental desde el punto de vista heur´ıstico: “La energ´ıa térmica fluye desde las regiones
más calientes hacia las más fr´ıas y la magnitud del flujo es proporcional a la razón de
cambio (espacial) de la temperatura”. En otros términos (más concretos),
φ = −K∇u,
donde K = K(x) se llama conductividad térmica del material y puede ser diferente en
puntos diferentes. Es claro que a mayor K, mayor flujo |φ|. Notar que el signo menos,
admitiendo que K es positiva, está para satisfacer el requerimiento de dirección del flujo:
“de altas a bajas temperaturas” que es lo opuesto de la dirección del gradiente de u.
El sistema
Ley de Conservación
Relación Constitutiva
nos da 


c ρ
∂u
∂t
+ ∇ · φ = f,
φ = −K∇u.
Sustituyendo la segunda en la primera, obtenemos la forma general de la ecuación de
difusión o ecuación del calor en el espacio tridimensional:
c ρ
∂u
∂t
− ∇ · (K∇u) = f. (5.5)
Recordemos que c, ρ y K son funciones del punto.
Cuando la conductividad térmica K es constante, la ecuación toma la forma
c ρ
∂u
∂t
− K∇
2
u = f.
Cuando no hay fuentes (ni sumideros) y también el calor espec´ıfico y la densidad son
constantes, tenemos
∂u
∂t
= k∇
2
u = k
∂2
u
∂x2
1
+
∂2
u
∂x2
2
+
∂2
u
∂x2
3
con k =
K
c ρ
la difusividad del material.
Observación 5.2. Cuando consideramos una concentración (de masa) C en lugar de
una temperatura, o densidad de energ´ıa térmica, la relación constitutiva que relaciona C
con el flujo φ se denomina Ley de Fick:
φ = −k∇C,
que es igual a la de Fourier. Incorporando esta relación constitutiva en la ley de conser-
vación obtenemos:
∂C
∂t
− ∇ · (k∇C) = f.
Obtuvimos la misma ecuación para la incógnita C que hab´ıamos obtenido anteriormente
para la incógnita u. Esta ecuación se denomina ecuación de difusión y modela tanto
difusión de calor como de masa.
46

5.3. Reducción de dimensiones
Volvamos a la ecuación del calor. Cuando hay razones f´ısicas para predecir la inde-
pendencia de la temperatura de algunas de las variables x1, x2, x3 se tienen versiones
de la ecuación del calor en dimensiones uno (varillas) y dos (placas), pero esto no im-
plica, necesariamente la unidimensionalidad, o bidimensionalidad del medio en el que
está ocurriendo el proceso de difusión.
Ecuación del calor unidimensional: Si consideramos una varilla de pequeño espesor,
aislada lateralmente, y alineada con el eje x1, resulta un modelo válido al suponer que
todas las cantidades son constantes sobre planos paralelos al plano x2x3. Por lo tanto
obtenemos la ecuación:
cρ
∂u
∂t
−
∂
∂x1
K
∂u
∂x1
=∇·(K∇u)
= f,
con u = u(x1; t) y f = f(x1; t). En este caso el flujo φ = − K
∂u
∂x1
, 0, 0 = −K
∂u
∂x1
i,
y suele definirse directamente el flujo escalar φ = −K
∂u
∂x1
, interpretando que el flujo es
hacia la derecha cuando φ > 0 y hacia la izquierda cuando φ < 0.
Llamando x a x1 (ya que es la única variable de interés) obtenemos
cρ
∂u
∂t
−
∂
∂x
K
∂u
∂x
= f,
que también podemos escribir
cρut − (Kux)x = f.
En el caso en que los coeficientes c, ρ y K son constantes, y llamando ˜f a
f
cρ
∂u
∂t
− k
∂2
u
∂x2
= ˜f,
ut − kuxx = ˜f.
Ecuación del calor bidimensional: Si consideramos una placa plana delgada, alinea-
da con el plano x1x2, aislada en su parte superior e inferior, es válido suponer que todas
las cantidades son constantes sobre rectas paralelas al eje x3 y obtenemos la ecuación:
cρ
∂u
∂t
−
∂
∂x1
K
∂u
∂x1
+
∂
∂x2
K
∂u
∂x2
=∇·(K∇u)
= f
con u = u(x1, x2; t) y f = f(x1, x2; t). En el caso en que los coeficientes c, ρ y K son
constantes, y llamando x, y a x1, x2 respectivamente obtenemos
∂u
∂t
− k
∂2
u
∂x2
+
∂2
u
∂y2
= ˜f,
47

ut − k uxx + uyy = ˜f.
5.4. Condiciones iniciales y de borde
Cuando intentemos resolver la ecuación del calor en una región delimitada, por ejem-
plo, correspondiente a un objeto con una cierta forma y con ciertas propiedades f´ısicas,
necesitaremos agregar al problema ciertas condiciones iniciales (CI) y de borde (CB).
Consideremos entonces, para fijar ideas, que tenemos un objeto conductor del calor
(por ejemplo un metal) que ocupa una región Ω del espacio.
Quisiéramos usar la ecuación del calor para calcular soluciones y predecir temperaturas
futuras, o calcular temperaturas en puntos del objeto donde no podemos medir.
Como la ecuación del calor tiene una derivada con respecto al tiempo t, debemos
proveer una condición inicial (CI), usualmente a tiempo t = 0: la temperatura inicial.
Es posible que la temperatura inicial no sea constante, sino que dependa de x. Luego,
debemos proveer una distribución inicial de temperatura
u(x; 0) = f(x), x ∈ Ω.
Esta condición suele escribirse también de la siguiente manera:
u = f, x ∈ Ω, t = 0.
¿Es esta información suficiente para predecir la temperatura en el futuro? La respuesta
es no. Sabemos la distribución de temperatura inicial y sabemos que la temperatura
cambia acorde a la ecuación diferencial parcial (5.5). Pero aún nos falta saber qué ocurre
en el borde del objeto Ω. Sin esta información, no podemos predecir el futuro.
Los siguientes tipos de condiciones de borde son los más usuales:
Temperatura prescripta. En ciertas situaciones, puede suponerse que la temperatura
en el borde del objeto (o en parte del borde) se conoce o está predeterminada y es igual
a uB(x; t) en el punto x de ∂Ω en el instante t. En este caso, la condición de borde se
escribe
u(x; t) = uB(x; t), x ∈ ∂Ω, t ≥ 0. (5.6)
Una situación f´ısica que puede representarse con esta CB es el caso en que uB(t) es la
temperatura de un baño de fluido con el cual el objeto está en contacto.
Otra situación donde esta condición de borde puede ser útil es cuando se conoce la
temperatura de un objeto en todos los puntos de su borde y quiere utilizarse la ecuación
del calor para (una vez resuelta) conocer la temperatura en todos los puntos interiores.
Por ejemplo, cuando sumergimos un ñoqui en agua hirviendo, todos los puntos del borde
del ñoqui estarán a 100o
C, podemos utilizar la ecuación del calor para saber cuándo las
partes del ñoqui más centrales llegan a 99o
C. En este caso, la condición de borde será
u(x; t) = 100, x ∈ ∂Ω, t ≥ 0.
La condición de borde en que se prescribe el valor de la incógnita u se denomina
condición de borde de tipo Dirichlet.
48

Flujo prescripto. En otras situaciones es posible suponer que se conoce (o está pres-
cripto) el flujo de calor en lugar de la temperatura, es decir
− K(x) ∇u(x; t) · n
∂u
∂n
= ϕ(x; t), x ∈ ∂Ω, t ≥ 0, (5.7)
donde ϕ(x; t) es una función conocida o dada, y n es el vector normal exterior a ∂Ω.
El ejemplo más simple de flujo de calor prescripto en la frontera es cuando el borde
está perfectamente aislado. En este caso no hay flujo en la frontera (ϕ ≡ 0), y la condición
de borde se escribe
∂u
∂n
(x; t) = 0, x ∈ ∂Ω, t ≥ 0. (5.8)
La condición de borde en que se prescribe el valor de la derivada normal de la
incógnita u se denomina condición de borde de tipo Neumann.
Ley de enfriamiento de Newton. Cuando el objeto está en contacto con un fluido
en movimiento (aire, agua, aceite, etc.), entonces las condiciones hasta ahora vistas no
parecen del todo apropiadas. Por ejemplo, imaginemos un objeto que está caliente, y en
contacto con aire en movimiento. El calor saldrá del objeto, calentando el aire. Y el aire
se llevará el calor por el movimiento mismo. Experimentos muestran que el flujo de calor
que sale del objeto es proporcional a la diferencia de temperatura entre el objeto (u(x; t))
y la temperatura del fluido exterior (uB(x, t)). Esta condición de frontera se llama Ley
de enfriamiento de Newton. Si la queremos escribir en términos matemáticos resulta
− K(x)
∂u
∂n
(x; t) = H[u(x; t) − uB(x, t)], x ∈ ∂Ω, t ≥ 0, (5.9)
donde la constante de proporcionalidad H se llama coeficiente de transferencia de calor
o coeficiente de convección. Esta condición de borde involucra una combinación lineal de
u y
∂u
∂n
.
El coeficiente H en la ley de enfriamiento de Newton se determina experimentalmente.
Depende de las propiedades del objeto como as´ı también de las del fluido (inclusive de
la velocidad con la que el fluido se mueve). Si el coeficiente es muy pequeño, muy poca
energ´ıa fluye a través del borde. En el l´ımite H → 0, la ley de enfriamiento de Newton,
se convierte en la condición de borde aislado. Podemos pensar que la ley de Newton con
H = 0 representa la situación en que el borde no está perfectamente aislado.
Cuando H es grande, mucha energ´ıa fluye a través del extremo. En el l´ımite H → ∞,
la condición de borde se transforma la condición de temperatura prescripta u(x, t) =
uB(x, t). Esto puede verse fácilmente si dividimos (5.9) por H:
−
K(x)
H
∂u
∂n
(x, t) = u(x, t) − uB(x, t),
y tomamos l´ımite cuando H → ∞.
49

La condición de borde en que se relaciona el valor de la derivada normal
∂u
∂n
con la
diferencia entre u y un dato uB se denomina condición de borde de tipo Robin.
Observación 5.3. Cuando consideramos el flujo de calor unidimensional, por ejemplo
en una barra cil´ındrica de longitud L, las condiciones de borde se escriben de la siguiente
manera:
x Dirichlet Neumann Robin
0 u(0, t) = uB(0, t) K(0)ux(0, t) = φ(0, t) K(0)ux(0, t) = H[u(0, t) − uB(0, t)]
L u(L, t) = uB(L, t) −K(L)ux(L, t) = φ(L, t) −K(L)ux(L, t) = H[u(L, t) − uB(L, t)]
Es importante observar el cambio de signo: el flujo hacia afuera por unidad de área
es K(0)ux(0, t) en x = 0 y es −K(L)ux(L, t) en x = L.
5.5. La ecuación de Laplace y la ecuación de Poisson
Cuando la conductividad térmica del material y la fuente f son independientes del
tiempo en la ecuación general de conducción del calor
cρ
∂u
∂t
= ∇ · K∇u + f,
y nos proponemos encontrar soluciones estacionarias (independientes del tiempo) de esa
ecuación, al hacer ut = 0 tenemos la ecuación de Poisson
∇ · K∇u = −f
∇
2
u = − ˜f si K es constante.
Cuando la fuente es nula tenemos la ecuación de Laplace
∇ · K∇u = 0
∇
2
u = 0 si K es constante.
5.6. Otras relaciones constitutivas
La forma general de una ley de conservación de una cantidad u = u(x; t) es una
relación diferencial entre u, el flujo φ de la cantidad u y las fuentes f que miden la
generación o desaparición de la cantidad u en el dominio. Precisamente
ut + ∇ · φ = f.
En muchos casos la fuente f es función del punto del espacio, del instante t y también de
u misma: f = f(x, t, u).
50

Las relaciones constitutivas son las relaciones entre el flujo φ y la cantidad u. En el
caso de la conducción del calor, la relación constitutiva es la Ley de Fourier φ = −K∇u.
Otros modelos f´ısicos (en sentido amplio) que tienen la misma ley de conservación están
dados por otras relaciones constitutivas. En dimensión espacial igual a uno, la ley de
conservación toma la forma
∂u
∂t
+
∂φ
∂x
= f
o
ut + φx = f.
El carácter vectorial de φ queda determinado por su signo, entendiendo que cuando
φ es positivo el flujo es en el sentido creciente de la variable x (hacia la derecha) y
cuando es negativo, el flujo ocurre en el sentido opuesto. As´ı, la ecuación que da la ley
de conservación tiene la forma sencilla
ut + φx = f,
u = u(x, t); φ = φ(x, t); f = f(x, t, u).
Transporte, advección: Relación constitutiva “el flujo es proporcional a la cantidad
que fluye”
φ = cu.
El flujo φ no depende expl´ıcitamente de t ni de x, solo a través de u. La incógnita u
satisface la ecuación diferencial en derivadas parciales de primer orden
ut + cux = f.
Cuando f = 0 se tiene la ecuación de advección:
ut + cux = 0; u = u(x, t).
Esta ecuación es sencilla porque es esencialmente una ecuación ordinaria elemental. En
efecto, pensemos el lado izquierdo como el producto escalar del vector (c, 1) con el gra-
diente espacio-temporal (ux, ut) de u. La ecuación de advección dice entonces que la
derivada direccional de u en la dirección (c, 1) es nula. Esto significa que u es constante
en la dirección del vector (c, 1).
t
x
V
c
1
51

En otras palabras, la ecuación de advección dice que u es constante en l´ıneas paralelas
a V = (c, 1). Notar que un vector perpendicular a (c, 1) es (1, −c), y por consiguiente u
solo puede depender de la variable perpendicular a cx + t, es decir
u(x, t) = F(x − ct)
para alguna función F de una variable, de clase C1
(derivable con derivada continua). En
efecto, por la regla de la cadena
ut = F′
(x − ct)(−c), ux = F′
(x − ct)1,
y por lo tanto
ut + cux = 0.
Notemos de paso que si u(x, 0) = F(x) es la condición inicial, entonces necesariamente
tendremos que la única solución del problema
ut + cux = 0, (x, t) ∈ R2
,
u(x, 0) = F(x), x ∈ R,
está dada por u(x, t) = F(x − ct). Por ejemplo, is F(x) = e−x2
, la solución es una
Gaussiana que se traslada a velocidad c:
u(x, t) = e−(x−ct)2
.
Se tiene advección con decaimiento cuando el término fuente f = −λu con λ > 0.
Advección no lineal: Cuando la relación constitutiva φ = ϕ(u) está dada por una
función no lineal ϕ de la variable u. La ecuación diferencial de primer orden toma ahora
la forma
ut + ϕ′
(u)ux = f.
5.7. La ecuación de ondas
Más adelante haremos una deducción de la ecuación de ondas desde el punto de vista
de vibraciones de una cuerda. Elegimos ahora el punto de vista de las ondas electro-
magnéticas porque esto nos lleva a introducir el sistema de las Ecuaciones de Maxwell.
La profunda relación entre campos eléctricos y magnéticos, cuya investigación se inicia
con los experimentos de Faraday, “moviendo imanes” y “haciendo girar corrientes eléctri-
cas” está expresada en el sistema de ecuaciones diferenciales en derivadas parciales de
primer orden llamado Las Ecuaciones de Maxwell. Denotemos por B = B(x; t) el campo
magnético en el punto x y en el instante t. Denotemos con E = E(x; t) el campo eléctrico.
Ambos campos son solenoidales (∇ · B = ∇ · E = 0) y las variaciones temporales de cada
uno de ellos se traducen en variaciones espaciales del otro. Much´ısimo más precisamente,
52

el sistema de Ecuaciones de Maxwell se escribe:
M :



∇ · B = 0 (M.1) Ley de Gauss para el campo magnético
∇ · E = 0 (M.2) Ley de Gauss
∇ × B = ε0µ0
∂E
∂t
(M.3) Ley de Ampère
∇ × E = −
∂B
∂t
(M.4) Ley de Faraday
donde ε0 es la permisividad del espacio (constante eléctrica) y µ0 es la permeabilidad del
espacio (constante magnética). A partir de este sistema obtendremos la ecuación de ondas
electromagnéticas. Para ello necesitaremos una fórmula que es muy útil y relaciona tres
operadores de segundo orden obtenidos por iteración del operador nabla: ∇.
Si V es un campo vectorial de clase C2
en el espacio, el Laplaciano vectorial de V es el
campo vectorial cuyas componentes son los Laplacianos de cada una de las componentes
de V :
Si V = V1 i + V2 j + V3 k, entonces ∇
2
V = ∇
2
V1 i + ∇
2
V2 j + ∇
2
V3 k.
Por otra parte, puesto que la divergencia de V es un campo escalar, podemos calcular
su gradiente para obtener ∇(∇ · V ). También está bien definido el rotor del rotor de V :
∇ × (∇ × V ). La fórmula que nos interesa es una relación entre estos tres operadores
vectoriales, que resumimos en el siguiente lema
Lema 5.4. Si V es un campo vectorial C2
en el espacio, entonces
∇
2
V = ∇(∇ · V ) − ∇ × (∇ × V ).
O sea, el Laplaciano vectorial es el gradiente de la divergencia menos el rotor del rotor.
Demostración. Supongamos primero que V = V1 i, entonces ∇
2
V = ∇
2
V1 i, y por otro
lado
∇(∇ · V ) − ∇ × (∇ × V ) = ∇
∂V1
∂x1
− ∇ ×
i j k
∂
∂x1
∂
∂x2
∂
∂x3
V1 0 0
= ∇
∂V1
∂x1
−
i j k
∂
∂x1
∂
∂x2
∂
∂x3
0
∂V1
∂x3
−
∂V1
∂x2
=
∂2
V1
∂x2
1
i +
∂2
V1
∂x2∂x1
j +
∂2
V1
∂x3∂x1
k
+
∂2
V1
∂x2
2
+
∂2
V1
∂x2
3
i −
∂2
V1
∂x2∂x1
j −
∂2
V1
∂x3∂x1
k
= ∇
2
V1 i = ∇
2
V .
53

De la misma manera se prueba la tesis en el caso V = V2 j y en el caso V = V3 k. Como
todos los operadores son lineales, se pueden sumar todos los casos y obtener la tesis
deseada. Más precisamente, si V = V1 i + V2 j + V3 k
∇(∇ · V ) − ∇ × (∇ × V ) = ∇(∇ · (V1 i)) − ∇ × (∇ × (V1 i))
+ ∇(∇ · (V2 j)) − ∇ × (∇ × (V2 j))
+ ∇(∇ · (V3 k)) − ∇ × (∇ × (V3 k))
= ∇
2
V1 i + ∇
2
V2 j + ∇
2
V3 k = ∇
2
V .
Volvamos ahora al sistema de Maxwell con la fórmula del lema. Calculamos el rotor
en ambos miembros de (M.4):
∇ × (∇ × E) = −∇ ×
∂B
∂t
= −
∂
∂t
(∇ × B),
Derivamos con respecto a t ambos miembros de (M.3)
∂
∂t
(∇ × B) = ε0µ0
∂2
E
∂t2
,
y obtenemos, usando (M.2) que
ε0µ0
∂2
E
∂t2
= −∇ × (∇ × E) = −∇ × (∇ × E) + ∇(∇ · E).
Luego, por el Lema 5.4
−∇ × (∇ × E) + ∇(∇ · E) = ∇
2
E,
y por lo tanto el campo eléctrico satisface
∇
2
E = ε0µ0
∂2
E
∂t2
.
De manera análoga, el campo magnético B satisface
∇
2
B = ε0µ0
∂2
B
∂t2
.
Más precisamente, 


∇
2
Ei = ε0µ0
∂2
Ei
∂t2
,
∇
2
Bi = ε0µ0
∂2
Bi
∂t2
,
i = 1, 2, 3,
son las ecuaciones de ondas que deben satisfacer las componentes de los campos eléctrico
y magnético.
54

5.8. La ecuación de Schrödinger
La función de onda de una part´ıcula es un campo escalar (complejo) ψ(P, t) cuyo
módulo mide la probabilidad de que la part´ıcula, en el instante t, esté en una región dada
del espacio. As´ı:
Prob(Ω, t) =
Ω
|ψ(x; t)|2
dvol
es la probabilidad de que la part´ıcula esté en Ω en el instante t. Necesariamente
R3
|ψ(x; t)|2
dvol = 1.
La función de onda ψ de una part´ıcula bajo la acción de un potencial V tiene que satisfacer
la Ecuación de Schrödinger que, en forma simplificada luce de la siguiente manera
i
∂ψ
∂t
+ ∇
2
ψ = V.
Esta ecuación se parece solo en su aspecto exterior a una ecuación de difusión, porque el
factor complejo i cambia completamente el comportamiento de las soluciones.
5.9. Ejercicios
* 5.1. Sea Ω un abierto de Rd
, y sea B una bola tal que su clausura está contenida en
Ω. Demostrar que si u : Ω × (0, T) → R es C1
(todas las derivadas parciales de primer
orden son continuas) entonces
d
dt B
u(x, t) dx =
B
ut(x, t) dx, ∀t ∈ (0, T).
5.2. Considerar una barra cil´ındrica de longitud L alineada con el eje x, ocupando el
intervalo [0, L], suponer que su conductividad térmica y temperatura son constantes en
los planos paralelos al plano yz. Llamemos K(x) a la conductividad térmica a distancia
x del extremo izquierdo y u(x; t) a la temperatura a distancia x del extremo izquierdo.
Supongamos que el área de la sección transversal de la barra cil´ındrica es A.
(a) Escribir sendas fórmulas para el flujo total de calor hacia fuera de la barra en x = 0
y en x = L.
(b) Escribir sendas fórmulas para la cantidad total de calor que fluyó hacia fuera de la
barra en x = 0 y en x = L por el per´ıodo de tiempo desde t = 0 hasta t = T.
5.3. Supongamos que se unen dos barras cil´ındricas de la misma forma, pero diferente
material en el plano x = x0. Supongamos que la que ocupa el intervalo [0, x0] tiene
conductividad térmica K1 y la que ocupa el intervalo [x0, L] tiene conductividad térmica
K2. Se dice que estas dos barras están en contacto térmico perfecto si la temperatura es
continua en x = x0:
u(x−
0 , t) = u(x+
0 , t)
55

y no se pierde nada de energ´ıa calórica en x = x0 (es decir, la energ´ıa calórica que fluye
hacia fuera de una barra fluye hacia adentro de la otra). ¿Qué ecuación matemática
representa la condición
la energ´ıa calórica que fluye hacia fuera de una barra fluye hacia adentro de la otra
en x = x0?
5.4. Considerar un baño conteniendo un volumen V de aceite, con calor espec´ıfico cf y
densidad de masa ρf , en el que se sumerge un cuerpo de metal con calor espec´ıfico cm,
densidad ρm y conductividad térmica Km. Suponer que el baño se agita rápidamente de
modo que la temperatura del baño es aproximadamente uniforme en todo el recipiente
que lo contiene, y ésta es igual a la temperatura del cuerpo de metal en todo su contorno.
Supongamos que el baño está térmicamente aislado excepto donde está en perfecto con-
tacto térmico con el cuerpo de metal, donde puede enfriarse o calentarse dependiendo de
la temperatura del mismo. El objetivo de este problema es determinar una ecuación para
la temperatura del baño, que resultará a su vez una condición de borde para el cuerpo
de metal. Para hacerlo seguiremos los siguientes pasos.
(a) Llamemos T(t) a la temperatura del aceite. Escribir una fórmula que represente la
energ´ıa térmica total del baño de aceite.
(b) Escribir una fórmula que represente la razón de cambio de la energ´ıa térmica total
del aceite.
(c) Sea Ω la región que ocupa el cuerpo de metal, y sea u(x; t) la temperatura en el
punto x del metal a tiempo t. Escribir una fórmula que represente el flujo de calor
hacia fuera del cuerpo de metal.
(d) Como la cantidad de calor que fluye hacia fuera del cuerpo de metal es la cantidad de
calor que ingresa al fluido, igualando las fórmulas de los ´ıtems (b) y (c) obtenemos
una ecuación diferencial (ordinaria) para T(t) que está acoplada con la ecuación del
calor en el metal. Escribirla.
(e) Escribir un sistema de ecuaciones diferenciales para T(t) (la temperatura del aceite)
y u(x; t) (la temperatura del metal).
[Haberman 1998] Haberman, R., Elementary Applied Partial Differential Equations, Pren-
tice Hall, Upper Saddle River, NJ, 1998.
56

Cap´ıtulo 6
Ecuaciones Diferenciales. Una breve
introducción
Una ecuación diferencial es una ecuación que involucra una función incógnita y al-
gunas de sus derivadas. Si la incógnita es una función de más de una variable, entonces
la ecuación se llama ecuación en derivadas parciales (EDP) pues las derivadas de la
incógnita son derivadas parciales. Ejemplos de EDPs son las ecuaciones que aparecieron
en el cap´ıtulo anterior cuando vimos las leyes de conservación junto con las ecuaciones
constitutivas, y nuestro objetivo es resolver y comprender propiedades cuantitativas y
cualitativas de las soluciones de estas ecuaciones.
Cuando la función incógnita depende solo de una variable, la ecuación se llama ecua-
ción diferencial ordinaria (EDO). A continuación veremos un breve repaso de algunos
aspectos básicos de EDOs, que serán necesarios para resolver las EDPs, que son la parte
principal de este curso.
6.1. Ecuaciones diferenciales ordinarias de primer or-
den
Una EDO es de primer orden si en su formulación aparece la derivada de la función
incógnita, y tal vez la función incógnita sin derivar, pero no aparecen derivadas de orden
superior a uno de la incógnita.
6.1.1. EDOs de primer orden separables
Una EDO de primer orden se dice separable si puede escribirse de la siguiente manera:
f(y)
dy
dx
= g(x), (6.1)
donde y es la función incógnita de la variable independiente x.
Son ejemplos de EDOs de primer orden separables las siguientes ecuaciones en la
función incógnita y = y(x).
57

dy
dx
= 5 ;
dy
dx
= −3y (pues es equivalente a
1
y
dy
dx
= −3);
dy
dx
= xy (pues es equivalente a
1
y
dy
dx
= x);
dy
dx
− y2
= 0 (pues es equivalente a
1
y2
dy
dx
= 1);
dy
dx
y = −x.
Las ecuaciones separables pueden resolverse integrando (cuando es posible) a cada
lado con respecto a x. Integrando el lado izquierdo de (6.1) obtenemos
f(y)
dy
dx
dx = f(y) dy = F(y) + C1,
donde F(y) es una antiderivada, o primitiva de f(y) (i.e., F′
(y) = f(y)) y C1 es una
constante arbitraria. El s´ımbolo f(y) dy representa la familia de todas las antiderivadas
de f(y) y como sabemos todas ellas difieren entre s´ı en una constante. En este caso, F(y)
es una cualquiera de ellas, y todas se obtienen sumándole una constante.
Si G(x) denota una antiderivada cualquiera de g(x), integrando el lado derecho de (6.1)
obtenemos
F(y) + C1 = G(x) + C2.
Llamando C a C2 − C1 obtenemos
F(y) = G(x) + C,
y si pudiéramos despejar y de F(y) obtendr´ıamos una fórmula para y(x). En otros casos,
la solución y queda impl´ıcita.
Veamos cómo resolver los ejemplos mencionados arriba:
dy
dx
= 5. Integrando obtenemos que
dy
dx
dx = 5 dx
dy = 5 dx
y + C1 = 5x + C2.
Luego y(x) = 5x + C es la solución general.
58

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