Cálculo 3 cal3na 31

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Universidade de Bras´ılia
Departamento de Matema´tica
Prof. Celius A. Magalha˜es
Ca´lculo III
Notas da Aula 31∗
Teorema da Divergeˆncia
Tanto o trabalho quanto a circulac¸a˜o sa˜o calculados projetando-se o campo sobre o vetor
unita´rio tangente. Ja´ para o fluxo deve-se projetar sobre o unita´rio normal. E´ o que se vera´ a
seguir, incluindo o Teorema da Divergeˆncia, que e´ uma versa˜o normal do Teorema de Green.
Integral do Fluxo
Considere o movimento de um fluido em um canal de profundidade h, e suponha que o
movimento seja estratificado no sentido de que a velocidade na˜o dependa da coordenada z,
mas apenas das coordenadas (x, y) da superf´ıcie do canal. O campo de velocidades do fluido
e´ enta˜o func¸a˜o dessas coordenadas, e pode ser representado por F (x, y) = (L(x, y),M(x, y)).
O problema consiste em calcular o fluxo (volume por unidade de tempo) do campo F
atrave´s de uma peneira colocada dentro do canal. A figuras abaixo ilustram a situac¸a˜o, em
que a peneira esta´ ao longo do caminho C e, em cada ponto, foi feita a escolha de um vetor
n que e´ unita´rio e normal ao caminho. Esse vetor sera´ estudado logo adiante.
C
C
C
F
F
F
ds
ds
ds
n
n
n
h
〈F,n〉n
Fig.1 Fig.2 Fig.3
Escolhe-se um pequeno comprimento ds ao longo de C, o que delimita uma pequena a´rea
dA = h ds da peneira, de base ds e altura h. Veja a Fig.1. Ora! O comprimento de F e´ a
velocidade escalar das part´ıculas. Assim, as part´ıculas que no instante inicial estavam sobre
ds, apo´s uma unidade de tempo tera˜o se deslocado de ‖F‖ ao longo de F . Da´ı segue-se que
o volume de fluido por dA por unidade de tempo ocupa o so´lido ilustrado na Fig.1, so´lido
em que a base e´ um paralelogramo (veja a Fig.2) e a profundidade e´ h.
O passo seguinte e´ calcular a a´rea deste paralelogramo, cuja altura e´ o comprimento
|〈F,n〉| da projec¸a˜o do campo F sobre o vetor n. Veja a Fig.3. Se 〈F,n〉 for positivo, como
no exemplo, enta˜o a a´rea do paralelogramo e´ 〈F,n〉 ds, e o volume de fluido por dA por
unidade de tempo e´ h 〈F,n〉 ds. Esse volume e´ dito o fluxo por dA na direc¸a˜o n.
Somando-se todos esses fluxos obte´m-se que o fluxo pela peneira e´ dado pela integral∫
C
h〈F,n〉 ds. Como h e´ constante e a situac¸a˜o e´ essencialmente bidimensional, a integral∫
C
〈F,n〉 ds
e´ dita o fluxo bidimensional de F atrave´s de C na direc¸a˜o n. A novidade esta´ em que, agora,
a projec¸a˜o do campo e´ feita sobre o normal, e na˜o sobre o tangente como anteriormente.
∗Texto digitado e diagramado por Ange´lica Lorrane a partir de suas anotac¸o˜es de sala
Antes do pro´ximo exemplo vale notar que o vetor normal e´ fa´cil de ser obtido. De fato, se
P (t) = (x(t), y(t)) e´ uma parametrizac¸a˜o regular de C , basta girar o vetor tangente unita´rio
T (t) =
P ′(t)
‖P ′(t)‖ =
(
x′(t)
‖P ′(t)‖ ,
y′(t)
‖P ′(t)‖
)
de π/2 no sentido hora´rio para obter que
n(t) =
(
y′(t)
‖P ′(t)‖ ,
−x′(t)
‖P ′(t)‖
)
e´ um vetor unita´rio normal ao caminho C no ponto P (t).
E´ claro que tambe´m −n(t) e´ unita´rio normal, e escolher
entre um e outro e´ equivalente a orientar o caminho.
C
T (t)
P (t)
n(t)
Exemplo 1. Seja C o segmento de reta que une os pontos (1, 0) e (0, 1), nesta ordem, e
indique por n o vetor unita´rio normal que se obte´m girando o tangente no sentido hora´rio.
Calcule o fluxo do campo constante F (x, y) = (1, 1) ao longo de C na direc¸a˜o n.
1
1
C
T (t)
P (t)
n(t)
F (P (t))
Soluc¸a˜o. O exemplo esta´ ilustrado na figura ao lado.
O caminho pode ser parametrizado por
P (t) = (1− t)(1, 0) + t(0, 1) = (1− t, t)
em que P (0) = (1, 0) e´ o ponto inicial e P (1) = (0, 1) e´
o final. Girando-se o tangente P ′(t) = (−1, 1) de π/2 no
sentido hora´rio e normalizando, segue-se que
n(t) = (
1√
2
,
1√
2
)
Assim, 〈F (P (t)),n(t)〉 = 〈(1, 1), (1/√2, 1/√2)〉 = 2/√2, e portanto∫
C
〈F,n〉 ds =
∫ 1
0
〈F (P (t)),n(t)〉‖P ′(t)‖ dt =
∫ 1
0
2√
2
√
2 dt = 2
�
Neste exemplo o campo tem a mesma direc¸a˜o e sentido do vetor normal, e portanto e´ o
maior valor que o fluxo pode ter. Assim, o fluxo deve diminuir se o caminho for mudado de
posic¸a˜o, como no pro´ximo exemplo.
Exemplo 2. Mesmo exemplo anterior, mas supondo que C seja o segmento de reta que une
os ponto (
√
2, 0) e (0, 0), nesta ordem.
Soluc¸a˜o. O caminho do exemplo anterior tem compri-
mento
√
2 e, se for deslizado sobre o eixo Ox ate´ ficar
paralelo a este eixo, coincide com o caminho deste exem-
plo. Veja a figura ao lado. Assim, o que se espera e´ que o
fluxo agora seja menor do que o do anterior. E, de fato,
o caminho desde exemplo pode se parametrizado por C T (t)
P (t)
n(t) F (P (t))
√
2
P (t) = (1− t)(
√
2, 0) + t(0, 0) = ((1− t)
√
2, 0)
e, girando-se o tangente P ′(t) = (−√2, 0) de π/2 no sentido hora´rio e normalizando, obte´m-se
que n(t) = (0, 1). Assim, 〈F (P (t)),n(t)〉 = 〈(1, 1), (0, 1)〉 = 1, e portanto∫
C
〈F,n〉 ds =
∫ 1
0
〈F (P (t)),n(t)〉‖P ′(t)‖ dt =
∫ 1
0
√
2 dt =
√
2
�
Ca´lculo III Notas da Aula 31 2/7
Exemplo 3. Seja C o c´ırculo de raio R e centro na origem e n a normal unita´ria exterior
ao c´ırculo. Calcule o fluxo do campo constante F (x, y) = (1, 1) ao longo de C na direc¸a˜o n.
F
F
n
n
〈F,n〉n
〈F,n〉n
Soluc¸a˜o. Esse exemplo e´ interessante porque a quan-
tidade 〈F,n〉 muda de sinal ao longo do caminho. De
fato, de acordo com a figura, na parte superior do c´ırculo
o sinal de 〈F,n〉 e´ positivo, pois a projec¸a˜o de F sobre
n tem o mesmo sentido de n. Ja´ na parte inferior esse
sinal muda, pois a projec¸a˜o tem sentido contra´rio ao da
normal. Mas, ainda assim, o fluxo e´ definido pala integral∫
C
〈F,n〉 ds
que e´ uma soma alge´brica de todos os fluxos infinitesimais 〈F,n〉 ds. Como esses fluxos podem
mudar se sinal, a interpretac¸a˜o f´ısica e´ a seguinte: o fluxo total e´ um balanc¸o “liquido” da
quantidade de fluido que passa por C na direc¸a˜o n menos o que passa na direc¸a˜o de −n.
Da simetria ilustrada na figura, o fluido que entra no disco pela parte de baixo e´ igual
ao que sai pela parte de cima, e o que se espera e´ que o fluxo total seja zero. E, com
efeito, a partir da parametrizac¸a˜o P (t) = (R cos(t), R sen(t)), com t ∈ [0, 2π], gira-se o
tangente P ′(t) = (−R sen(t), R cos(t)) de π/2 no sentido hora´rio e normaliza-se para obter
que n(t) = (cos(t), sen(t)). Da´ı segue-se que 〈F (P (t)),n(t)〉 = cos(t) + sen(t) e portanto∫
C
〈F,n〉 ds =
∫ 2pi
0
〈F (P (t)),n(t)〉‖P ′(t)‖ dt =
∫ 2pi
0
(cos(t) + sen(t))Rdt = 0
�
Teorema da Divergeˆncia
Uma vez entendido o fluxo, que e´ uma integral de linha, o
pro´ximo passo e´ procurar relaciona-lo com uma integral dupla.
O motivo para essa procura esta´ ilustrado na figura ao lado. De
fato, indique por T = (a, b) as coordenadas do unita´rio tangente
e por F = (L,M) as do campo F . Enta˜o as coordenadas do
unita´rio normal sa˜o n = (b,−a), e portanto
〈F,n〉 = 〈(L,M), (b,−a)〉 = Lb+M(−a)
= (−M)a + Lb = 〈(−M,L), (a, b)〉 = 〈Q, T 〉
F〈F,n〉
n
T
Q
〈Q,T 〉
onde Q = (−M,L) corresponde a girar o vetor F de π/2 no sentido anti-hora´rio. Assim,
projetar F sobre a normal e´ equivalente a projetar Q sobre o tangente. Segue-se que, a
menos das unidades de medida, o fluxo de F e´ igual a` circulac¸a˜o de Q.
Enta˜o, como a circulac¸a˜o esta´ relacionada com uma integral dupla por Green, o fluxo
tambe´m deve estar relacionado com uma integral dupla. Caramba! Que integral seria essa?
E´ fa´cil. Basta comec¸ar do in´ıcio. Seja enta˜o D ⊂ R2 um domı´nio no qual vale o teorema
de Green e F = (L,M) um campo de classe C1. Seja ainda P (t) = (x(t), y(t)), com t ∈ [a, b],
uma parametrizac¸a˜o regular e positiva do bordo ∂D. Lembrando da relac¸a˜o entre o unita´rio
tangente T (t) e o unita´rio normal n(t) obte´m-se que∫
∂D
〈F,n〉 ds =
∫ b
a
(
L(P (t))
y′(t)
‖P ′(t)‖+M(P (t))
−x′(t)
‖P ′(t)‖
)
‖P ′(t)‖ dt
=
∫ b
a
(−M(P (t))x′(t) + L(P (t))y′(t)) dt =
∫
∂D
−M dx+ Ldy
Ca´lculo III Notas da Aula 31 3/7
o que confirma o que foi visto acima, de que o fluxo de F = (L,M) e´ igual a` circulac¸a˜o de
Q = (−M,L). Mas essa igualdade so´ e´ verdadeira se T e n estiverem relacionados como
acima: T e´ o tangente de uma parametrizac¸a˜o positiva de ∂D e n corresponde a girar T no
sentido hora´rio. Outra maneira de preservar essa relac¸a˜o e´ dizer que n e´ a normal unita´ria
exterior ao domı´nio D. Veja a figura abaixo.
D
T n Seguindo o racioc´ınio, pode-se agora aplicar o teorema de
Green ao campo Q para obter que∫
∂D
〈F,n〉 ds =
∫
∂D
−M dx+ Ldy =
∫∫
D
(Lx − (−M)y) dxdy
=
∫∫
D
(Lx +My) dxdy
Muito bom. Essa e´ a relac¸a˜o que se estava procurando. O fluxo pelo bordo, na direc¸a˜o da
normal exterior, corresponde a` uma integral dupla sobre todo o domı´nio da func¸a˜o Lx+My.
Essa func¸a˜o e´ famosa, e conhecida pelo nome de divergente. A notac¸a˜o usada e´ a seguinte:
divF (x, y) = Lx(x, y) +My(x, y) = divergente de F no ponto (x, y)
Com essa notac¸a˜o, essa discussa˜o pode ser resumida no teorema a seguir, conhecido tambe´m
como a forma normal do Teorema de Green.
Teorema 1 (da Divergeˆncia). Sejam D ⊂ R2 um domı´nio no qual vale o Teorema de Green,
com ∂D orientado com a normal unita´ria exterior n. Se F e´ um campo de classe C1 em
uma regia˜o que conte´m D, enta˜o∫
∂D
〈F,n〉 ds =
∫∫
D
divF dxdy
Densidade de Fluxo
Para ser usado a seguir vale lembrar que, se uma func¸a˜o
f : D → R e´ integra´vel, enta˜o a sua me´dia e´
Mf =
1
a´rea deD
∫∫
D
f(x, y) dxdy
que e´ um valor entre o ma´ximo e o mı´nimo da func¸a˜o. Veja a
figura. Logo, se a func¸a˜o for cont´ınua, enta˜o a me´dia esta´ na
imagem da func¸a˜o. Isto significa que
1
a´rea deD
∫∫
D
f(x, y) dxdy = f(x1, y1)
Mf
D
para algum (x1, y1) ∈ D. Esse resultado e´ conhecido como o teorema da me´dia para integrais.
x0 x1 x0 +∆x
y0
y1
y0 +∆y
R
n
Voltando ao teorema da divergeˆncia, o nome de
“divergente”parece estranho, mas pode ser justificado com
a densidade de fluxo. Para isso, considere um pequeno
retaˆngulo R = [x0, x0 + ∆x] × [y0, y0 + ∆y] dentro do
domı´nio do campo F , com o bordo ∂R orientado com a
normal unita´ria exterior. Veja a figura ao lado.
Ca´lculo III Notas da Aula 31 4/7
O fluxo
∫
∂R
〈F,n〉 ds e´ um balanc¸o liquido entre o que sai menos o que entra. Assim, se
o fluxo for positivo, enta˜o sai mais do que entra. Se negativo, enta˜o entra mais do que sai.
Mas, e no ponto (x0, y0), o que acontece? Na˜o adianta calcular o limite do fluxo com
(∆x,∆y) → (0, 0), pois esse limite e´ zero. E´ enta˜o que entra em cena uma ideia nova, de
comparar o fluxo com a a´rea ∆x∆y do retaˆngulo R. Veja que ideia boa: usando o teorema
da divergeˆncia e o teorema da me´dia, obte´m-se que
1
∆x∆y
∫
∂R
〈F,n〉 ds = 1
∆x∆y
∫∫
R
divF dxdy = divF (x1, y1)
para algum ponto (x1, y1) ∈ R. O lado esquerdo da igualdade e´ a densidade de fluxo (fluxo
por unidade de a´rea), a integral do meio e´ a me´dia da func¸a˜o divF no retaˆngulo R e o lado
direito e´ o valor da me´dia, igual a divF (x1, y1).
Agora sim, como (x1, y1) ∈ R, se (∆x,∆y) → (0, 0) enta˜o (x1, y1) → (x0, y0), e da
igualdade acima segue-se que
lim
(∆x,∆y)→(0,0)
1
∆x∆y
∫
∂R
〈F,n〉 ds = lim
(x1,y1)→(x0,y0)
divF (x1, y1) = divF (x0, y0)
Esta e´ a interpretac¸a˜o f´ısica do divergente: ele e´ a densidade de fluxo no ponto (x0, y0).
Em particular, em vizinhanc¸as pequenas do ponto, o sinal do fluxo e´ o mesmo do divergente,
e indica se esta´ saindo ou entrando fluido no ponto (x0, y0). Veja as figuras abaixo.
divF > 0
sai mais do que entra
divF = 0
sai igual ao que entra
divF < 0
sai menos do que entra
O pro´ximo exemplo ilustra que a igualdade divF = 0 pode ser usada como uma condic¸a˜o
de equil´ıbrio em problema de termodinaˆmica.
Exemplo 4. Justifique a afirmac¸a˜o de que a temperatura T (x, y) =
20
π
arctan
(
2y
1− x2 − y2
)
da chapa semicircular D = {(x, y); x2+y2 < 1 e y > 0} deve satisfazer a` equac¸a˜o de Laplace
Txx(x, y) + Tyy(x, y) = 0 ∀ (x, y) ∈ D
Soluc¸a˜o. Esse exemplo foi estudado na Aula 10, onde
foram obtidas as curvas de n´ıvel (pontilhadas na figura ao
lado) e as linhas de fluxo do calor. Em (x, y) ∈ D, como o
gradiente ∇T (x, y) = (Tx(x, y), Ty(x, y)) aponta na direc¸a˜o
da maior temperatura, segue-se que o calor flui na direc¸a˜o
de −∇T (x, y). De fato, o vetor fluxo de calor e´ dado por
F (x, y) = −k∇T (x, y), onde k e´ a condutividade te´rmica.
Ora! A temperatura da chapa e´ estaciona´ria, no sentido de que e´ constante ao longo
do tempo, e isso apesar de haver fluxo de calor. Para que isso acontec¸a e´ necessa´rio que,
em cada ponto, a quantidade de calor que entra seja igual a` quantidade de calor que sai!
Assim, para que a temperatura seja estaciona´ria, e´ necessa´rio que divF (x, y) = 0 para todo
(x, y) ∈ D. Como F (x, y) = −k(Tx(x, y), Ty(x, y)) deve-se ter que
0 = divF (x, y) = −k
(
∂
∂x
Tx(x, y) +
∂
∂y
Ty(x, y)
)
= −k(Txx(x, y) + Tyy(x, y)) ∀ (x, y) ∈ D
Apesar de trabalhoso, a equac¸a˜o pode ser verificada calculando as derivadas Txx e Tyy. �
Ca´lculo III Notas da Aula 31 5/7
Lei de Gauss
A figura ilustra um fio infinito ao longo do eixo Oz com uma
densidade uniforme de carga δ0 > 0. Ilustra ainda o campo
ele´trico E em um ponto P do plano Oxy, campo que, experi-
mentalmente, tem a mesma direc¸a˜o e sentido do ponto P .
Para o estudo da intensidade, entretanto, e´ necessa´rio um
conhecimento mais detalhado do campo, e Gauss foi um dos pio-
neiros a aprofundar esse conhecimento. Assim, indicando por C
um c´ırculo de centro na origem e raio r e por n a normal unita´ria
exterior, a lei de Gauss afirma que
P
E
C
∮
C
〈E,n〉 ds = 1
ǫ0
δ0 (1)
onde ǫ0 ≈ 8, 85418782 × 10−12 A s2/kg m3 e´ a constante de permissividade do va´cuo. O
curioso e´ que a integral de linha e´ sobre um c´ırculo de raio r e, em princ´ıpio, depende deste
raio. Mas, segundo a lei, a integral de linha e´ constante, e independente do raio!
Esse comportamento e´ ana´logo ao do campo magne´tico, e
pode ser explicado da mesma forma. Se o raio do c´ırculo e´ pe-
queno, o seu comprimento tambe´m e´ pequeno, mas a intensidade
do campo e´ grande. Se o c´ırculo aumenta, o seu comprimento
tambe´m aumenta, mas a intensidade do campo diminui. Assim,
a lei de Gauss afirma que um aumento no raio corresponde a uma
diminuic¸a˜o da intensidade do campo, e isso de maneira a que o
fluxo permanec¸a constante. Veja a figura ao lado.
Para o ca´lculo da intensidade, indique por P (t), t ∈ [0, 2π], uma parametrizac¸a˜o positiva
de C e por n(t) o vetor unita´rio normal e exterior. Como E e´ tambe´m normal e exterior, tem-
se que E(P (t)) = ‖E(P (t))‖n(t). Ale´m disso, por simetria, a intensidade de E e´ constante
ao longo de C, isto e´, ‖E(P (t))‖ = k para todo t ∈ [0, 2π]. Segue-se que E(P (t)) = k n(t),
e portanto 〈E(P (t)),n(t)〉 = 〈k n(t),n(t)〉 = k. Mas enta˜o, da lei de Gauss,
1
ǫ0
δ0 =
∮
C
〈E,n〉 ds =
∫ 2pi
0
〈E(P (t)),n(t)〉‖P ′(t)‖ dt = k
∫ 2pi
0
‖P ′(t)‖ dt = k 2πr
de onde segue-se que ‖E(P (t))‖ = k = δ0/2πǫ0r. O´timo, essa e´ a intensidade ao longo de C,
onde ‖P (t)‖ = r. Em um ponto qualquer P = (x, y), com ‖P‖ 6= 0, a intensidade e´
‖E(P )‖ = δ0
2πǫ0‖P‖ =
δ0
2πǫ0
√
x2 + y2
Ale´m disso, E(P ) tem a mesma direc¸a˜o e sentido do
vetor P = (x, y). Basta enta˜o considerar o vetor unita´rio
U = P‖P‖ =
(
x√
x2+y2
, y√
x2+y2
)
na direc¸a˜o e sentido de P
para obter que a expressa˜o do campo E e´
P
E
E(P ) = ‖E(P )‖U = δ0
2πǫ0
√
x2 + y2
(
x√
x2 + y2
,
y√
x2 + y2
)
=
δ0
2πǫ0
(
x
x2 + y2
,
y
x2 + y2
)
Ca´lculo III Notasda Aula 31 6/7
Lei de Gauss Ampliada
Assim como o campo magne´tico e´ irrotacional, o campo ele´trico e´ “incompress´ıvel”, no
sentido de que divF (P ) = 0 para todo P 6= (0, 0). Essa e´ uma propriedade importante e
fa´cil de verificar: indicando por L e M as coordenadas de E, um ca´lculo simples mostra que
Lx(x, y) =
δ0
2πǫ0
y2 − x2
(x2 + y2)2
= −My(x, y)
de onde segue-se que divF (P ) = Lx(P ) +My(P ) = 0 ∀ P 6= (0, 0). Essa propriedade pode
ser usada para ampliar a lei de Gauss no sentido indicado a seguir.
C
n
Considere um qualquer caminho fechado simples C, orientado
com a normal unita´ria exterior e com a origem em seu interior,
como na figura. O que se pretende e´ mostrar que, mesmo sem
conhecer uma parametrizac¸a˜o do caminho, ainda assim∮
C
〈E,n〉 ds = 1
ǫ0
δ0
Para isso, na˜o e´ poss´ıvel aplicar o teorema de divergeˆncia na
regia˜o limitada por C, pois essa regia˜o conte´m a origem, onde o
campo ele´trico na˜o esta´ definido.
Como no caso da lei de Ampe`re, a ideia e´ muito simples:
usar um argumento de excisa˜o, retirando um pequeno disco em
torno da origem. Por um lado, a excisa˜o permite a aplicac¸a˜o do
teorema da divergeˆncia, o que e´ muito bom. Mas, por outro, cria
uma regia˜o com um “buraco”, como ilustrado na figura ao lado.
Indique enta˜o por C0 um c´ırculo orientado com a normal
unita´ria exterior n0, centrado na origem e de raio pequeno o
suficiente para estar dentro da regia˜o limitada por C. Indique
ainda por D a regia˜o entre C e C0. Veja a figura.
CC0D
n
n0
O primeiro ponto e´ que o teorema da divergeˆncia pode ser aplicado ao domı´nio D, pois e´
um domı´nio onde pode ser aplicado o teorema de Green. O segundo ponto e´ sobre a normal
exterior n˜ ao bordo ∂D: tem-se que n˜ = n em C, mas n˜ = −n0 em C0. Veja a figura.
Esclarecidos esses pontos, lembrando que o campo ele´trico E e´ tal que divE ≡ 0 e
aplicando o teorema da divergeˆncia em D, obte´m-se que
0 =
∫∫
D
divE dxdy =
∮
∂D
〈E, n˜〉 ds =
∮
C
〈E,n〉 ds+
∮
C0
〈E,−n0〉 ds
=
∮
C
〈E,n〉 ds−
∮
C0
〈E,n0〉 ds
Daqui, e da lei de Gauss como enunciada em (1) e aplicada a C0, segue-se que∮
C
〈E,n〉 ds =
∮
C0
〈E,n0〉 ds = 1
ǫ0
δ0
Esta e´ a forma ampliada da lei de Gauss, em que a novidade esta´ em que a curva C na˜o
precisa ser um c´ırculo centrado na origem, mas pode ser qualquer curva fechada simples que
inclui a origem em seu interior.
Ca´lculo III Notas da Aula 31 7/7