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Timestamp: 2017-01-18 16:26:05+00:00

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⭐ECUACIONES EN DERIVADAS PARCIALES
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Domingo Pinto Escobar
1 ECUACIONES EN DEIVADAS PACIALES Enrique Zuazua Contents 1 Introducción y motivación 3 2 Qué es una ecuación en derivadas parciales? 5 3 El método de Cauchy en EDO 7 4 Funciones analíticas reales en varias variables 9 5 El método de Cauchy y las superficies no-características* 11 6 El Teorema de Cauchy-Kovalevskaya* 11 7 Caracterización de superficies no-características 11 8 Soluciones locales o globales? 17 9 Unicidad de soluciones El Teorema de Holmgren Dualidad La solución de Tychonoff La transformada de Fourier Definición y propiedades fundamentales Aplicación a la ecuación de Laplace Aplicación a la ecuación de transporte Soluciones fundamentales La fórmula de variación de las constantes. Ecuaciones no homogéneas 38 12 12 La ecuación de transporte lineal La ecuación del calor El problema de valores iniciales en Propiedades elementales de la convolución El problema de valores iniciales en n El problema de Dirichlet La ecuación de Burgers 6 15 La ecuación de Burgers viscosa Ecuaciones de convección difusión: difusión evanescente La ecuación de ondas La fórmula de d Alembert El problema de Dirichlet Dimensión n = 3. El método de las medias esféricas Dimensión n = 2. El método del descenso de Hadamard Comparación de la ecuación de ondas y del calor esolución de sistemas lineales mediante el Método Directo del Cálculo de Variaciones (MDCV) 8 2 Espacios de Hilbert Introducción a los espacios de Sobolev El problema de Dirichlet en un dominio acotado Principio del máximo El lema de Lax-Milgram y sus variantes Ejercicios Problemas de ecuaciones diferenciales Problema de Cauchy y teorema de Cauchy-Kovalevskaya La ecuación del calor La ecuación de ondas La ecuación de transporte Soluciones fundamentales Simetrías3 23.8 Distribuciones y espacios de Sobolev Ejercicios diversos Introducción y motivación Estas notas constituyen una breve introducción a la teoría de las Ecuaciones en Derivadas Parciales (EDP). La forma en la que las EDP se presentan habitualmente en la modelización de fenómenos de la Ciencia y Tecnología es la de modelos de evolución en los que se describe la dinámica a lo largo del tiempo de determinada cantidad o variable (también a veces denominada estado) que puede representar objetos y fenómenos de lo más diversos que van desde la posición de un satélite en el espacio hasta la dinámica de un átomo, pasando por los índices bursátiles o el grado en que una enfermedad afecta a la población. En otras palabras, los modelos dinámicos o de evolución son los más naturales en la medida que reproducen nuestra propia concepción del mundo: un espacio tri-dimensional que evoluciona y cambia en el tiempo. Cuando el estado o variable de un modelo o sistema de evolución es finito-dimensional, el modelo más natural es un sistema de EDO, cuya dimensión coincide precisamente con el del número de parámetros necesarios para describir dicho estado. Así, por ejemplo, para posicionar una partícula en el espacio necesitamos de tres variables dependientes del tiempo y para describir su dinámica un sistema de tres ecuaciones diferenciales en la que la variable independediente es el tiempo. Pero en muchas ocasiones, como es el caso sistemáticamente en el contexto de la Mecánica de Medios Continuos, la variable de estado es infinito-dimensional. Esto ocurre por ejemplo cuando se pretende describir la deformación de cuerpos elásticos o la temperatura de un cuerpo sólido en los que la deformación o temperatura de cada uno de los puntos de ese medio continuo constituye una variable o incógnita del sistema. Los modelos matemáticos naturales en este caso son las EDP. En la teoría clásica de EDP éstas se clasifican en tres grandes grupos: elípticas, parabólicas e hiperbólicas. El modelo elíptico por excelencia involucra el operador de Laplace (1.1) = N 2 / x 2 i. i=1 La variable tiempo está ausente en este modelo. Es por eso que sólo permite describir estados estacionarios o de equilibrio. Las ecuaciones parabólicas y las hiperbólicas, representadas respectivamente por la ecuación del calor y la de ondas, son los modelos más clásicos y representativos en el contexto de las EDP de evolución. Sus características matemáticas son bien distintas. Mientras que la 34 ecuación del calor permite describir fenómenos altamente irreversibles en tiempo en los que la información se propaga a velocidad infinita, la ecuación de ondas es el prototipo de modelo de propagación a velocidad finita y completamente reversible en tiempo. (1.2) El operador del calor es t, de modo que al actuar sobre una función u = u(x, t) que depende de la variable espaciotiempo (x, t) N (, ) tiene como resultado (1.3) [ t ] u = u N t 2 u. x 2 i Sin embargo, el operador de ondas o de D Alembert es de la forma i=1 (1.4) = 2 t y da lugar a (1.5) u = [ t 2 ] u = 2 u t u. 2 La irreversibilidad temporal de (1.3) es evidente. Si hacemos el cambio de variable t t = t, el operador (1.3) cambia y da lugar al operador del calor retrógrado e t + mientras que el operador de ondas permanece invariante. El operador del calor y de ondas se distinguen también por sus ámbitos de aplicación. Mientras que el primero es habitual en la dinámica de fluidos (a través de una versión más sofisticada, el operador de Stokes) o en fenómenos de difusión (del calor, de contaminantes,... ), el operador de ondas y sus variantes intervienen de forma sistemática en elasticidad (frecuentemente a través de sistemas más sofisticados, como el de Lamé, por ejemplo) o en la propagación de ondas acústicas o electromagnéticas (ecuaciones de Maxwell). La Mecánica de Medios Continuos está repleta también de otras ecuaciones, operadores y modelos, pero en todos ellos, de una u otra manera, encontraremos siempre el operador del calor, de ondas o una variante muy próxima de los mismos. Frecuentemente los modelos más realistas son más sofisticados que una simple ecuación aislada. Se trata a menudo de sistemas acoplados de EDP en los que es habitual encontrar tanto componentes parabólicas como hiperbólicas. Es el caso por ejemplo de las ecuaciones de la termoelasticidad. En estos casos, si bien un buen conocimiento de los aspectos más relevantes de la ecuación del calor y de ondas aisladamente puede no ser suficiente a causa de las interacciones de los diferentes componentes, sí que resulta indispensable para entender el comportamiento global del sistema. Por todo ello es natural e importante entender todos los aspectos matemáticos fundamentales de estas dos piezas clave: la ecuación del calor y la de ondas. Evidentemente esto es también cierto desde el punto de vista del Análisis y del Cálculo Numérico. 45 Hasta ahora nos hemos referido sólo a las ecuaciones del calor y de ondas en su expresión más sencilla: con coeficientes constantes. Estas ecuaciones, cuando modelizan fenómenos en medios heterogéneos (compuestos por materiales de diversa naturaleza) adoptan formas más complejas y se presentan con coeficientes variables, dependientes de la variable espacial x, de la variable temporal t o de ambas. En esta introducción no hemos mencionado para nada otras palabras clave en la modelización de fenómenos complejos como son los términos no-lineal y no-determinista que quedan fuera de los objetivos de este curso pero, nuevamente, se puede asegurar que los elementos que aquí expondremos serán sin duda de gran utilidad, si no indispensables, a la hora de adentrarse en otros modelos más complejos que involucren términos no-lineales y estocásticos. En estas notas desarrollaremos parte de lo que es una teoría general y clásica de EDP que involucra el teorema de Cauchy-Kovalevskaya, la tranformada de Fourier, los espacios de Sobolev, y muchos otros conceptos y técnicas importantes del Análisis Matemático. Pero el curso también estará dedicado a estudiar con cierto detalle los modelos más importantes como son la ecuación de Laplace, del calor y de ondas. Si bien la mayor parte del curso estará dedicada a problemas lineales, analizaremos también la ecuación de Burgers y su aproximación viscosa, como ejemplos más simples y significativos de modelos no-lineales en los que las soluciones desarrollan singularidades en tiempo finito. La teoría de EDP es evidentemente una generalización y extensión de la teoría de EDO. A lo largo de las notas intentaremos establecer paralelismos entre una y otra. Pero la teoría que desarrollaremos es mucho más sofisticada que la clásica de EDO. En la teoría de EDP necesitamos desarrollar conceptos como el de superficie característica, distinguir las clases de soluciones, analizar cuidadosamente la dependencia (regularidad) de las soluciones con respecto a la variable espacial, necesidades que no se presentan en el marco de la teoría de EDO. 2 Qué es una ecuación en derivadas parciales? Una Ecuación en Derivadas Parciales (EDP) es una relación de la forma (2.1) F (x, t, u, x1 u,... xn u, t u,..., D α u) =. En ella u = u(x, t), una función de la variable espacial x = (x 1,..., x n ) n y de la variable temporal t, es la incógnita. La incógnita u representa una cantidad física, como por ejemplo, temperatura, concentración de un contaminante, intensidad de una señal acústica, deformación de una estructura, etc. 56 La ley (2.1), normalmente derivada en el ámbito de la Mecánica, establece una relación entre la incógnita u, sus derivadas parciales hasta un cierto orden y el punto (x, t) espaciotemporal. 1 En (2.1) utilizamos la notación habitual para las derivadas parciales de modo que xj u denota la derivada parcial de u con respecto a la variable espacial x j, u/ x j, mientras que t u lo es respecto a la variable temporal. utilizaremos también la notación j u. A veces, cuando no haya riesgo de confusión, En (2.1) hemos utilizado también la notación de Schwartz según la cual α = (α, α 1,..., α n ) es un multiíndice perteneciente a n+1 de modo que D α u denota una derivada parcial iterada de u de orden α = α +α α n en la que derivamos α veces con respecto a la variable t y α j veces en cada una de las variables x j. De este modo, el orden de la EDP (2.1) es el de la derivada de mayor orden involucrada, i.e. el máximo de los módulos α de los índices α que intervienen en (2.1). Cuando la incógnita u de (2.1) no es una función escalar sino un vector u = (2.1) puede también representar un sistema de ecuaciones. En ese caso F es también una función vectorial. Si F tiene M componentes (2.1) es pues un sistema de M ecuaciones con N incógnitas. u 1. u N La ecuación (2.1) puede ser lineal o no-lineal dependiendo de que F lo sea o no en relación a la incógnita u y sus derivadas α u. En el marco de las ecuaciones no-lineales se distingue también a veces entre las ecuaciones semilineales, cuasilineales y fuertemente no lineales, dependiendo de si la no-linealidad de la función F afecta a la incógnita u, a algunas de sus derivadas, o a las derivadas de mayor orden que intervienen en (2.1). En este curso no entraremos en un análisis exhaustivo de las ecuaciones no-lineales. Si que conviene sin embargo subrayar que las EDP no-lineales, lejos de ser problemas puramente académicos, intervienen de manera decisiva en muchos e importantes ámbitos de las Ciencias y la Tecnología. Tal y como mencionábamos anteriormente, en estas notas analizaremos la ecuación de Burgers, como ejemplo paradigmático de ecuación no-lineal sencilla pero a la vez importante en el que se observan con facilidad la formación de singularidades y choques, 1 Desde un punto de vista estrictamente matemático no hay ninguna razón para distinguir la variable temporal t de las n variables espaciales x 1,..., x n. Si fuese símplemente una variable más, indistinguible de las otras, podríamos simplemente denotarla como x o x n+1 y considerar u como una función de n + 1 variables x 1,..., x n, x n+1. Sin embargo, de acuerdo a nuestra concepción del universo, conviene normalmente distinguir la variable temporal de las demás. De hecho, frecuentemente, consideraremos a la función u(x, t), como una función del tiempo t a valores en un espacio de funciones u(, t) que, en el trancurso del mismo, va tomando diferentes valores siendo cada uno de ellos una función de la variable espacial x. 67 que es uno de los fenómenos que mejor distinguen a las ecuaciones no-lineales de las lineales. 3 El método de Cauchy en EDO En esta sección introducimos el método de Cauchy para la resolución de Ecuaciones Diferenciales Ordinarias (EDO) para después abordar el caso de la EDP, lo cual nos conducirá al Teorema de Cauchy-Kovalevskaya. Cauchy fue uno de los primeros en abandonar, al menos parcialmente, la idea de resolver las EDO explícitamente y en proporcionar un método sistemático para resolver todas las EDO. Como veremos, el método de Cauchy permite en efecto probar que una EDO con coeficientes análiticos y datos iniciales admite una única solución analítica local en tiempo. La idea de Cauchy es sumamente natural y a la vez eficaz. Para ilustrarla consideramos el caso sencillo de la EDO: (3.1) x(t) + a(t)x(t) = b(t), t > x() = x. Por supuesto, la solución de (3.1) puede calcularse de manera explícita. En el caso homogéneo en que b tenemos (3.2) x(t) = x e A(t), A(t) = t a(s)ds. Cuando b la solución puede calcularse fácilmente mediante el método de variación de las constantes. 2 Obtenemos así (3.3) t x(t) = x e A(t) + e A(t) e A(s) b(s)ds = x e A(t) + t e t s a(σ)dσ b(s)ds. A pesar de que la solución (3.3) de (3.1) sea explícita es interesante analizar (3.1) con el método de Cauchy para ilustrar con claridad la idea fundamental del mismo. Cauchy buscó soluciones x(t) analíticas reales, i.e. que admitiesen un desarrollo en serie de potencias convergente en un entorno de t = : (3.4) x(t) = x k t k, k= lo cual equivale a buscar los coeficientes x k } k de su desarrollo en serie de potencias. Cauchy observó que estos coeficientes x k } k pueden determinarse de manera única a partir de los coeficientes y segundo miembro de la ecuación. Supongamos por tanto que 2 En este caso basta con observar que y(t) = e A(t) x(t) es solución de y (t) = e A(t) b(t) con dato inicial y() = x, i. e. y(t) = y + t ea(s) b(s)ds = x + t ea(s) b(s)ds. 78 a = a(t) y b = b(t) son funciones analíticas reales que admiten el desarrollo en serie de potencias: (3.5) (3.6) a(t) = a k t k k= b(t) = b k t k. k= Insertando la expresión (3.4) del desarrollo en serie de potencias de la incógnita x y usando los desarrollos de los datos (3.5) y (3.6) obtenemos la identidad: (3.7) ( ) ( ) kx k t k 1 + a k t k x k t k = k=1 k= k= b k t k. k= Para obtener (3.7) hemos utilizado el hecho conocido de que x (t) admite también un desarrollo en serie de potencias de la forma 3 (3.8) x (t) = kx k t k 1. k=1 El siguiente paso consiste en desarrollar el producto de las dos series de potencias en (3.7): (3.9) ( ) ( ) a k t k x k t k = k= k= ( k ) a j x k j t k. k= j= Como el producto de funciones analíticas es también analítico vemos que la serie producto es también convergente por lo que lo hecho hasta ahora es plenamente riguroso. En virtud de (3.7) y (3.9), y utilizando el hecho de que para que dos series de potencias coincidan han de hacerlo uno a uno todos sus coeficientes, obtenemos que: (3.1) k (k + 1)x k+1 + a j x k j = b k, k. j= La identidad (3.1) proporciona una fórmula de recurrencia que permite calcular el (k + 1)- ésimo coeficiente del desarrollo de x a partir de los k primeros y de los coeficientes de a y b. Sin embargo, para poder identificar plenamente la incógnita x precisamos su primer coeficiente x. Este viene determinado por el dato inicial x de la EDO (3.1). 3 Es una hecho bien conocido que una serie de potencias es de clase C en el interior de su intervalo de convergencia y que la derivada de la serie coincide con la serie de las derivadas. 89 Calculando unos pocos términos obtenemos x 1 = b a x x 2 = 1 2 [b 1 a x 1 a 1 x ] x 3 = 1 3 [b 2 a x 2 a 1 x 1 a 2 x ].... La argumentación anterior permite ver que el método de Cauchy proporciona todos los coeficientes del desarrollo en serie de potencias de la incógnita solución x que queda perfectamente identificada. Pero Cauchy llegó más lejos y probó que el desarrollo en serie de potencias así obtenido converge. De esta manera demostró que la solución del problema de valores iniciales para una EDO con coeficientes analíticos existe, es analítica y es única. Conviene resaltar que el método de Cauchy es constructivo de modo que puede fácilmente implementarse en el ordenador para obtener aproximaciones numéricas. Además, tal y como veremos en la sección dedicada al Teorema de Cauchy-Kovalevskaya, se pueden obtener estimaciones muy explícitas sobre el radio de convergencia de la solución. Aquí hemos presentado el método de Cauchy en un caso muy sencillo (3.1) que puede también extenderse a sistemas de EDO no-lineales. La extensión a las EDP necesitó de la contribución fundamental de Sonia Kovalevskaya que introdujo el concepto de superficie característica y que describiremos en las secciones 5 y??. 4 Funciones analíticas reales en varias variables En esta sección recordamos muy brevemente las propiedades más importantes de las funciones analíticas reales. Para ello seguiremos el contenido de la sección del libro de Evans [3]. El libro de John [5] desarrolla este material con algo más de detalle. Esencialmente, las funciones analíticas reales en varias variables son aquéllas que, lo mismo que en una sola variable, admiten un desarrollo en series de potencias. Estas funciones se identifican a través de sus coeficientes, lo cual es sumamente útil a la hora de aplicar el método de Cauchy descrito en la sección anterior. Las funciones en cuestión son, por supuesto, infinitamente derivables (i.e. son de clase C ) y admiten una relación de orden o de comparación que será sumamente útil a la hora de probar la convergencia de las series obtenidas al aplicar el método de Cauchy en el contexto de las EDP. Una función f : n se dice analítica real en un entorno de x n si existe r > tal que (4.1) f(x) = f α (x x ) α, x x r. α 910 La suma en (4.1) se toma a lo largo de todos los multi-índices α N n. Se puede comprobar que toda función analítica real es de clase C. Además las constantes f α del desarrollo de serie de potencias (4.1) pueden calcularse explícitamente evaluando las sucesivas derivadas de f en x = x, i.e. / (4.2) f α = D α f(x ) α!. Por tanto, las funciones analíticas reales coinciden con su desarrollo de Taylor: (4.3) f(x) = α 1 α! Dα f(x )(x x ) α, x x < r. Sin pérdida de generalidad y con el objeto de simplificar la notación en lo sucesivo suponemos que x =. El siguiente ejemplo de función analítica juega un papel muy importante en la prueba del Teorema de Cauchy-Kovalevskaya: (4.4) f(x) = r r (x x n ). Se trata efectivamente de una función analítica en la esfera x < r/ n. Su desarrollo en serie de potencias es fácil de calcular a través de lo que ya conocemos de la teoría de funciones de una sola variable: 1 ( f(x) = 1 ( x1 + + x x 1 + +x n ) n (4.5) = r r k= 1 ( ) α = x α = α! r k α r α α! xα. k= α =k α Es fácil comprobar que esta serie de potencias es absolutamente convergente para x < r/ n. En efecto, α α! r α α! x α = ) k ( ) k x1 + + x n < r k= puesto que x x n r para todo x tal que x < r/ n. n x Establezcamos ahora una relación de orden en la clase de funciones analíticas que jugará un papel muy importante en la demostración del Teorema de Cauchy-Kovalevskaya. 1 r < 1,11 Dadas dos funciones analíticas f y g representadas en series de potencias en la forma (4.6) f(x) = α f α x α, g(x) = α g α x α, diremos que g mayora a f y lo representaremos escribiendo (4.7) si (4.8) g f, g α f α, α N n. La relación de mayoración establece una cierta jerarquía en la clase de funciones analíticas. Así, por ejemplo, si g f y g converge para x < r, por el criterio M de la mayorante de Weirstrass, también el desarrollo de Taylor de f converge. Dicho en otras palabras, las funciones mayoradas por una función g dada heredan de esta última la esfera donde el desarrollo en serie de potencias converge. Esta propiedad es sumamente útil a la hora de probar la convergencia de series de potencias por comparación. Verifiquemos que lo que acabamos de decir es cierto. Como g f tenemos que f α x α g α x α. α α Ahora bien, como la segunda serie converge, la primera lo hace también y por tanto la serie f α x α α converge absolutamente en la bola x < r. Se puede también probar la propiedad recíproca en el sentido que si f = α f αx α converge en x < r entonces admite una mayorante explícita en cada subesfera x < r < r. 5 El método de Cauchy y las superficies no-características* 6 El Teorema de Cauchy-Kovalevskaya* 7 Caracterización de superficies no-características Tal y como hemos visto en las secciones anteriores, el Teorema de Cauchy-Kovalevskaya asegura que el clásico Teorema de Cauchy de la teoría de EDO (que garantiza que toda EDO con coeficientes analíticos tiene una única solución local analítica) es cierto también 1112 en el marco de las EDP cuasilineales 4 bajo la condición adicional de que la superficie sobre la que se dan los datos de Cauchy sea analítica y no característica. Conviene pues tener una caracterización sencilla que permita verificar cuándo una hipersuperficie es característica o no. Esto es particularmente fácil de hacer en el marco de las EDP lineales con coeficientes constantes. (7.1) Consideremos pues operadores diferenciales de la forma P (D) = a α D α α k donde a α, para cada α k. Se trata en efecto de un operador diferencial lineal de orden k con coeficientes constantes. La parte principal de este operador viene dada por los términos de orden superior, k en este caso: (7.2) P p (D) = a α D α, α =k al que podemos asociar su polinomio característico (7.3) P p (ξ) = a α ξ α. α =k Dado un hiperplano H de dimensión n 1 en el espacio euclídeo n éste es característico si y sólo si su vector normal ν = (ν 1,, ν n ) es un cero de este polinomio, es decir, si (7.4) P p (ν) = a α ν α = α =k α =k a α ν α 1 1 ν αn n =. De esta caracterización se deduce fácilmente que el hecho que un hiperplano sea característico es algo muy excepcional, dado que el conjunto de ceros de un polinomio en n es un conjunto muy pequeño (de medida nula, en particular). Por otra parte, de la construcción desarrollada en el Teorema de Cauchy-Kovalevskaya (C-K) es fácil convencerse de que sólo la parte principal del operador puede afectar a la condición de que el hiperplano sea característico. En efecto, tal y como veíamos, la única dificultad que surge en la identificación de todos los coeficientes del desarrollo en serie de potencias de la solución ocurre a la hora de calcular los coeficientes correspondientes a la derivada normal (en la dirección normal a la superficie donde se dan los datos de Cauchy) de orden mayor o igual al orden del operador involucrado en la EDP. 4 Las ecuaciones cuasilineales son una clase particular de las ecuaciones no-lineales en las que la nolinealidad sólo afecta a las derivadas de ordena, lo sumo, k 1 de la incógnita, siendo k el orden de la ecuación. 1213 Por último, no es difícil comprobar a través de la definición de derivada direccional que el caso patológico en que la identificación no puede realizarse, es decir, en que el hiperplano es característico, es cuando el vector normal ν es un cero del polinomio P p ( ). Veamos ahora cómo se puede usar esta caracterización en los ejemplos más clásicos de la ecuación de Laplace, del calor y de ondas. La ecuación de Laplace El operador de Laplace viene dado por (7.5) = n 2. i=1 x 2 i Se trata pues de un operador de orden 2 puro en el que su parte principal es el propio operador. El polinomio característico del operador de Laplace es por tanto: (7.6) P (ξ) = ξ ξ 2 n = ξ 2 y por consiguiente P no admite ningún cero no trivial. Esto significa que ningún vector puede ser normal a un hiperplano característico y en definitiva que ninguna hipersuperficie es característica. Por lo tanto, sea cual sea la hipersuperficie analítica considerada, el problema de Cauchy está bien puesto localmente en el marco de las soluciones analíticas, en el sentido del Teorema de Cauchy-Kovalevskaya. En particular, se deduce el siguiente resultado: Sea S una hipersuperficie analítica de n de dimensión n 1. Sea f una función analítica definida en un entorno de S. Sean ϕ y ϕ 1 funciones analíticas definidas sobre la superficie S. Entonces, para todo x S, existe un entorno N x de x en n en el que el problema de Cauchy admite una única solución analítica: u = f en N x u = ϕ en S N (7.7) x u ν = ϕ 1 en S N x. Conviene subrayar que la única diferencia de este enunciado con el que es válido gracias al Teorema de Cauchy-Kovalevskaya es que, en este caso, no hace falta que impongamos a S la hipótesis de ser no característico. La ecuación del calor: 1314 Consideramos ahora el operador del calor: (7.8) t x. Tratándose de un operador de orden dos su parte principal es x y el símbolo correspondiente P p (ξ, τ) = ξ 2. Conviene observar que, en este caso, P p es un polinomio en las variables (ξ, τ) n puesto que consideramos un operador diferencial en las variables (x, t) n. Los vectores normales a los hiperplanos característicos son por tanto de la forma ν = (, τ). Es decir se trata de vectores perpendiculares al eje temporal. Los hiperplanos característicos son entonces de la forma: (7.9) t = cte.}. Es por ésto que el problema de valores iniciales para la ecuación del calor u t x u =, x n, t (7.1) u(x, ) = ϕ (x), x n u t (x, ) = ϕ 1 (x), x n es un problema característico al que no se puede aplicar el Teorema de C-K. De hecho está claro que en este problema los datos de Cauchy están sobredeterminados puesto que, si (7.11) también se cumple necesariamente que u(x, ) = ϕ (x), (7.12) x u(x, ) = x ϕ (x). De la ecuación del calor se deduce entonces que (7.13) u t (x, ) = x ϕ (x), lo cual muestra que, para que pueda existir una solución del problema de Cauchy, es necesario que se cumpla la condición de compatibilidad (7.14) ϕ 1 (x) = x ϕ (x). Vemos pues que el problema de Cauchy no siempre tiene solución. Conviene sin embargo observar que, si bien la ecuación del calor es de orden dos, es sólo de primer orden en la variable temporal. Por tanto, (7.1) cabe también interpretarse como una ecuación de evolución de orden uno. Si así fuese, sería razonable considerar el 1415 problema de valores iniciales en el que sólo se impone el valor de la solución en la superficie característica t = pero no el de la derivada temporal: u t x u =, x N, t (7.15) u(x, ) = ϕ(x), x N. Este problema de valores iniciales si que está bien puesto pero sólo en el sentido positivo del tiempo, i.e. para t >. La solución de (7.15) viene dada a través de la convolución con la solución fundamental Gaussiana: (7.16) G(x, t) = (4πt) N/2 exp( x 2 /4t). En efecto la solución de (7.15) es (7.17) u(x, t) = [G(x, t) ϕ](x), donde denota la convolución en la variable espacial exclusivamente, es decir, u(x, t) = (4πt) N/2 exp ( x y ) (7.18) 2 ϕ(y)dy. 4t n Este problema será desarrollada con más detalle en la sección16 La ecuación de ondas Consideramos ahora el operador de ondas o de d Alembert (7.19) = 2 t x. Se trata de un operador de orden dos donde la parte principal es, como en la ecuación de Laplace, el propio operador. En este caso el polinomio característico es de la forma (7.2) P (ξ, τ) = τ 2 ξ 2. Por tanto los vectores normales a los hiperplanos característicos son de la forma (ξ, ± ξ ) y los hiperplanos característicos son planos inclinados de pendiente unidad. Se trata pues de planos tangentes al cono de luz (7.21) x = t o a sus traslaciones (7.22) x x = t t. En el caso de una sola variable espacial la ecuación de ondas se reduce a (7.23) u tt u xx =, y el problema de valores iniciales correspondiente es por tanto u tt u xx =, x, t (7.24) u(x, ) = f(x), x u t (x, ) = g(x), x. Se trata obviamente de un problema no característico en el que los datos de Cauchy están dados sobre la recta no característica t =. La fórmula de d Alembert proporciona en este caso la expresión explícita de la solución: (7.25) u(x, t) = 1 2 [f(x + t) + f(x t)] x+t x t g(s)ds. De esta expresión se deduce que la solución está globalmente definida. Cuando los datos f y g son funciones analíticas, la solución también lo es. Pero la fórmula (7.25) tiene también la virtud de proporcionar una expresión de la solución para datos iniciales f y g mucho menos regulares. Por ejemplo, cuando f es continua y g es integrable, (7.25) representa una función continua. Pero la fórmula (7.25) tiene incluso sentido para funciones f y g localmente integrables (en el sentido de Lebesgue) y por tanto permite también representar las soluciones débiles de la ecuación. 1617 Esta fórmula permite también observar la velocidad finita de propagación en el proceso descrito por la ecuación de ondas (= 1 en este caso). En particular, el valor de la solución u en el punto (x, t) depende del de los datos iniciales en el intervalo [x t, x + t] denominado dominio de dependencia, mientras que el valor de los datos iniciales en el punto x sólo afecta al valor de la solución en el interior del cono x x t, también conocido como región de influencia. En el caso de varias variables espaciales se pueden también obtener fórmulas de representación explícita de las soluciones aunque en estos casos son algo más complejas. Conviene señalar que: En tres dimensiones espaciales, el método de las medias esféricas permite reducir el cálculo de la solución general al caso particular de las soluciones radiales para las que u = u(r, t), con r = x. En este caso la ecuación de ondas se escribe u tt u rr 2 r u r =. El cambio de variables v = ru reduce ésta a la ecuación de ondas pura en una dimensión: v tt v rr =. Esto permite obtener una expresión explícita de la solución radial de la que después se obtiene la solución general. Una vez de haber obtenido la solución de la ecuación de ondas en tres dimensiones, la solución en dos dimensiones se puede obtener por el método del descenso. Basta para ello considerar la solución u = u(x, y, t) como una solución de la ecuación de ondas en tres dimensiones independiente de la variable z. 8 Soluciones locales o globales? Tal y como hemos subrayado en secciones anteriores, el Teorema de C-K proporciona soluciones locales, definidas en torno a la superficie donde se dan los datos de Cauchy. Sin embargo, en algunos casos, como por ejemplo en el problema de valores iniciales para la ecuación de ondas 1 d, la solución está globalmente definida. El objeto de esta sección es enfatizar que, en general, no puede garantizarse que la solución sea global. Ya en el marco de la teoría de EDO encontramos ejemplos que ilustran claramente este hecho. Consideramos por ejemplo la ecuación diferencial lineal: x = x, t (8.1) x() = x. 1718 En este caso la solución es global y viene dada por la expresión (8.2) x(t) = x e t. esulta pues evidente que se trata de una función analítica globalmente definida. Consideremos ahora la ecuación no lineal: x = x 3, (8.3) x() = x. t La solución también puede obtenerse de forma explícita en este caso. En efecto, la ecuación puede reescribirse como x /x 3 = 1. Integrando en la variable temporal obtenemos 1 2x 2 (t) Es decir (8.4) t = t. x(t) = [ x 2 2t ] 1/2 = x 1 2tx. La solución obtenida es analítica pero tiene carácter local puesto que x(t) cuando t t, el tiempo máximo de existencia de la solución que viene dada por: (8.5) t = 1. 2x 2 Se trata de un fenómeno de explosión en tiempo finito. En realidad, salvo la solución trivial x que corresponde al dato inicial x =, todas las soluciones explotan en tiempo finito t. De la expresión explícita de t se observa también que, a medida que el módulo x del dato inicial aumenta el tiempo de existencia de la solución disminuye. Por el contrario, a medida que x tiende a cero el tiempo de existencia aumenta y tiende a infinito. Este ejemplo muestra con claridad que la restricción que el enunciado del Teorema de C-K impone a las soluciones de ser locales no es meramente técnica sino que obedece a que, en algunas ocasiones, las soluciones no están globalmente definidas. De este ejemplo se podría sin embargo pensar que el único obstáculo para que las soluciones estén globalmente definidas es que la ecuación en cuestión sea no-lineal. Esto es así en el marco de las EDO pero no en el de las EDP donde también pueden aparecer otro tipo de restricciones, de carácter más geométrico. Para convencernos de eso consideremos la ecuación de Laplace en dos dimensiones espaciales (8.6) u = u xx + y yy = 1819 con datos de Cauchy sobre la circunferencia unidad (8.7) Γ = x 2 + y 2 = 1 }. En este caso el problema de Cauchy puede escribirse del siguiente modo u xx + u yy = en 2 (8.8) u = f Γ Γ xu x + yu y = g. Conviene señalar que, en cada punto de Γ, el vector (x, y) apunta en la dirección normal. Por tanto el valor de u y de xu x + yu y sobre Γ proporcionan datos de Cauchy completos. Teniendo en cuenta que, tal y como vimos en la sección anterior, el operador de Laplace no posee ninguna curva característica, se deduce que el Teorema de C-K es aplicable en este caso. Obtenemos así una solución analítica única local en un entorno de la curva Γ para cada par de datos iniciales analíticos f y g. Cabe ahora preguntarse cuándo esta solución está globalmente definida en el interior de la esfera x 1. Para que esto ocurra es imprescindible que los datos de Cauchy f y g estén correlados. En otras palabras, para cada dato f sólo existe un dato g para el que la solución está globalmente definida en la bola x 1}. Para comprobar este hecho basta observar que la solución del problema (8.9) uxx + u yy = en x 1 u = f, Γ es única. Este hecho puede probarse tanto por el principio del máximo como por el método de la energía. Hagamos la verificación por este último método. Si el problema posee dos soluciones distintas su diferencia v satisface (8.1) vxx + v yy = en x 1 v =. Γ Multiplicando en la ecuación por v, e integrando por partes mediante la fórmula de Green obtenemos que x 1 v 2 dx =. Esto implica que v ha de ser constante. Como se anula en el borde de la bola, ha de ser necesariamente nula, lo cual garantiza la unicidad. 5 5 Otra prueba alternativa está basada en el principio del máximo. En efecto, si v, su valor máximo se alcanza en el borde de modo que v. Como v =, aplicando el mismo argumento a v se deduciría que v. De este modo se concluiría que v. 1920 El ejemplo que acabamos de desarrollar demuestra que, lejos de tratarse de un hecho raro, la ausencia de soluciones globales para el problema de Cauchy ocurre en el ejemplo más importante en la teoría de EDP: la ecuación de Laplace. 9 Unicidad de soluciones En las secciones anteriores hemos construido soluciones para diversas ecuaciones. El Teorema de C-K garantiza que estas son únicas en el marco de problemas de Cauchy con datos y coeficientes analíticos y siempre que la superficie donde se dan los datos sea analítica y no característica. Sin embargo, tal y como hemos tenido oportunidad de comprobar, el resultado de unicidad que el Teorema de C-K proporciona no siempre es de aplicación por, al menos, dos razones: Hay problemas importantes, como por ejemplo el problema de valores iniciales para la ecuación del calor, que no es un problema de Cauchy y además los datos están dados sobre una hipersuperficie (t = en este caso) característica. Frecuentemente los datos del problema no son analíticos. Este era el caso por ejemplo en la ecuación del calor donde se observaba que para un dato inicial en L 1 ( n ) se obtenía una solución en la clase BC ([, ); L 1 ( n )). Conviene pues desarrollar herramientas adicionales que permitan abordar el problema de la unicidad de manera más sistemática. Aquí analizaremos dos de ellas: El Teorema de Holmgren. El método de dualidad. 9.1 El Teorema de Holmgren El Teorema de Holmgren es válido en el contexto del Teorema de C-K siendo un corolario de este último. 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