Divergenza

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Nel calcolo differenziale vettoriale, la divergenza è un campo scalare che misura la tendenza di un campo vettoriale a divergere o a convergere verso un punto dello spazio.

Il valore della divergenza di un vettore \mathbf{F} in una certa posizione è dato da un operatore differenziale, denotato con \nabla\cdot o \operatorname{div}, che fornisce una quantità scalare \nabla\cdot \mathbf{F} (o \operatorname{div}\mathbf{F}). In coordinate cartesiane tale quantità è la somma delle derivate parziali delle componenti di \mathbf{F} lungo le direzioni degli assi.

Per esempio, se si considera un campo vettoriale in due dimensioni che rappresenta la velocità dell'acqua contenuta in una vasca che si sta svuotando, la divergenza ha un valore negativo nella prossimità dello scarico. Lontano dallo scarico assume invece un valore prossimo allo zero dato che la velocità dell'acqua è quasi costante. Se si suppone l'acqua incomprimibile, in una regione in cui non ci sono né pozzi in cui essa viene scaricata, né sorgenti da cui viene introdotta, la divergenza è ovunque nulla. Un campo vettoriale con divergenza nulla ovunque viene detto solenoidale. Un esempio di campo vettoriale solenoidale è costituito dal campo magnetico, come stabilito dalle equazioni di Maxwell. Infatti, per il campo magnetico non esistono sorgenti statiche (monopoli magnetici).

Definizione[modifica | modifica sorgente]

La divergenza è una quantita scalare che determina la tendenza delle linee di flusso di un campo vettoriale a confluire verso una sorgente o diramarsi (divergere) da essa. Tale comportamento può essere descritto considerando una regione di spazio e osservando il flusso (uscente o entrante) del campo vettoriale attraverso la superficie (chiusa) che delimita tale regione: se il flusso è uscente il campo si comporta come se all'interno della regione ci fosse una "sorgente", mentre se è entrante è come se ci fosse un "pozzo". La definizione di divergenza di un campo è ottenuta considerando il caso in cui la regione di spazio si restringe fino a diventare un punto: si tratta del limite, per il volume della regione che tende a zero, del rapporto tra il flusso del campo attraverso la superficie ed il volume stesso.

Formalmente, senza fare riferimento ad un particolare sistema di coordinate, la divergenza di un campo vettoriale \mathbf{F} nel punto p è pari al flusso di \mathbf{F} attraverso la frontiera liscia S(V) di una regione spaziale V, diviso per il volume |V| di V, nel il limite in cui la dimensione della regione diminuisce fino a farla coincidere con il punto p. Ovvero, si tratta dell'integrale:

\operatorname{div}\,\mathbf{F}(p) = 
\lim_{V \rightarrow \{p\}}
\iint_{S(V)} {\mathbf{F}\cdot\mathbf{n} \over |V| } \; dS

dove \mathbf{n} è il versore normale alla superficie S(V) e uscente da essa. La precedente definizione è una formulazione del teorema della divergenza, secondo cui il flusso di \mathbf{F} attraverso la superficie chiusa S(V) coincide con l'integrale della divergenza di \mathbf{F} svolto nel volume V.[1]

Con questa definizione la divergenza viene ad assumere il significato di derivata spaziale di un campo vettoriale, intendendo con questo una sorta di rapporto incrementale su un insieme di definizione che tende a zero. Il valore nullo riesce allora a descrivere la conservatività del campo \mathbf{F} quando questo rappresenta un campo di velocità. Quando si considera il trasporto di materia, ad esempio, al campo vettoriale si fa corrispondere la velocità delle particelle, e per descrivere la conservazione della materia si sfrutta il teorema della divergenza: esso consente di stabilire che la variazione temporale della densità di materia all'interno di V è uguale al flusso della materia che entra o esce attraverso S(V). Questo è descritto in forma locale dall'equazione di continuità.

Una funzione vettoriale e la sua divergenza rappresentata come campo scalare (rosso indica maggiore, blu indica minore).

Considerando uno spazio euclideo a tre dimensioni, con versori \mathbf i, \mathbf j e \mathbf k relativi agli assi x, y e z, la divergenza di un campo vettoriale continuo e differenziabile  \mathbf{F} = F_1 \mathbf i + F_2 \mathbf j+F_3 \mathbf k è la funzione scalare:

\operatorname{div} \, \mathbf{F} = \nabla \cdot \mathbf{F}
=\frac{\partial F_1}{\partial x}
+\frac{\partial F_2}{\partial y}
+\frac{\partial F_3}{\partial z}

Nella notazione \nabla \cdot \mathbf{F} il punto rappresenta l'operazione di prodotto scalare tra l'operatore nabla ed il campo \mathbf F: dalle definizioni dei due operandi e dalla definizione di prodotto scalare si vede che il risultato è \operatorname{div}\,\mathbf{F}. Restando in coordinate cartesiane, la divergenza di un campo tensoriale  \underline{\underline{\varepsilon}} del secondo ordine differenziabile con continuità è un campo tensoriale del primo ordine:[2]

\overrightarrow{\operatorname{div}}\,(\mathbf{\underline{\underline{\varepsilon}}}) = 
\begin{bmatrix}
\frac{\partial \varepsilon_{xx}}{\partial x} +\frac{\partial \varepsilon_{yx}}{\partial y} +\frac{\partial \varepsilon_{zx}}{\partial z} \\[6pt]
\frac{\partial \varepsilon_{xy}}{\partial x} +\frac{\partial \varepsilon_{yy}}{\partial y} +\frac{\partial \varepsilon_{zy}}{\partial z} \\[6pt]
\frac{\partial \varepsilon_{xz}}{\partial x} +\frac{\partial \varepsilon_{yz}}{\partial y} +\frac{\partial \varepsilon_{zz}}{\partial z}
\end{bmatrix}

Considerando invece un campo vettoriale espresso coordinate cilindriche \mathbf F = \mathbf e_r F_r + \mathbf e_z F_z + \mathbf e_\theta F_{\theta},, la divergenza è:[3]

\operatorname{div}\, \mathbf F 
= \nabla\cdot\mathbf F 
= \frac1r \frac{\partial}{\partial r} (rF_r) + \frac1r \frac{\partial F_\theta}{\partial\theta} + \frac{\partial F_z}{\partial z}

Infine, in coordinate sferiche, con \theta l'angolo rispetto all'asse z e \phi la rotazione intorno all'asse z, la divergenza è:[4]

 \operatorname{div}\, \mathbf F 
= \nabla\cdot\mathbf F 
= \frac1{r^2} \frac{\partial}{\partial r}(r^2 F_r) + \frac1{r\sin\theta} \frac{\partial}{\partial \theta} (\sin\theta\, F_\theta) + \frac1{r\sin\theta} \frac{\partial F_\phi}{\partial \phi}

Generalizzazioni[modifica | modifica sorgente]

La divergenza è un caso particolare della derivata esterna, quando quest'ultima mappa una 2-forma in una 3-forma in \R^3. Si consideri una 2-forma:

j =F_1\ dy\wedge dz + F_2\ dz\wedge dx + F_3\ dx\wedge dy

che, ad esempio, nel caso di trasporto di materia misura l'aumento di particelle che attraversa la superficie per unità di tempo in un fluido di densità \rho = 1 dx\wedge dy\wedge dz che si muove con velocità locale \mathbf{F}. La sua derivata esterna d j è data da:

d j = \left( \frac{\partial F_1}{\partial x}
+\frac{\partial F_2}{\partial y}
+\frac{\partial F_3}{\partial z} \right) dx\wedge dy\wedge dz  
      = (\nabla\cdot \mathbf{F}) \rho

La divergenza di \mathbf{F} può quindi essere espressa come:

 \nabla \cdot \mathbf{F} = \star {\mathbf d} {\star {\mathbf{F}^\flat}}

dove  \flat denota uno dei due isomorfismi musicali, e  \star denota il duale di Hodge.

Si consideri una varietà di dimensione n con una forma di volume \mu, ad esempio una varietà riemanniana o lorentziana. Dato un campo vettoriale X, esso definisce una n−1 forma j = i_X \mu ottenuta contraendo X con \mu. La divergenza \operatorname{div}(X) di X rispetto a \mu è definita da:

 d j = \operatorname{div}(X) \mu

Sfruttando la derivata di Lie \mathcal{L}_X \mu si può scrivere:

 \mathcal{L}_X \mu = \operatorname{div}(X) \mu

Su una varietà riemanniana o lorentziana la divergenza rispetto alla forma di volume può essere calcolata in termini della connessione di Levi-Civita \nabla :

 \operatorname{div}(X) = \nabla\cdot X = X^a_{;a}

dove la seconda espressione è la contrazione della 1-forma  \nabla X a valori in un campo vettoriale con se stessa.

La divergenza può anche essere generalizzata ai tensori. Nella notazione di Einstein la divergenza di un vettore contravariante F^\mu è data da:

 \nabla\cdot\mathbf{F}=\nabla_\mu F^\mu

dove \nabla_\mu è la derivata covariante. In modo equivalente, alcuni autori definiscono la divergenza di un tensore misto attraverso la "notazione musicale #", ovvero se T è un tensore di tipo (p,q), con p indice di controvarianza e q di covarianza, allora la divergenza di T è il tensore di tipo (p,q-1):

(\operatorname{div} T)(Y_1,...,Y_{q-1}) = \operatorname{tr}(X\mapsto \#( \nabla T)(X,\cdot,Y_1,...,Y_{q-1} ))

Teorema di decomposizione[modifica | modifica sorgente]

Exquisite-kfind.png Per approfondire, vedi Teorema di Helmholtz.

Un campo vettoriale sufficientemente regolare è completamente determinato quando sono noti la sua divergenza e il suo rotore in ogni punto del suo dominio. Si può mostrare infatti che ogni flusso stazionario \mathbf v (\mathbf r), che sia differenziabile almeno due volte in  {\mathbb R}^3 e che si annulli in modo sufficientemente rapido per |\mathbf r| \to \infty , può essere decomposto in una parte irrotazionale \mathbf E (\mathbf r) ed una parte solenoidale \mathbf B (\mathbf r).

Per la parte irrotazionale:

 \mathbf E=-\nabla \Phi(\mathbf r)

con:

\Phi (\mathbf{r})=\int_{\mathbb R^3}\,{\rm d}^3\mathbf r'\;\frac{\operatorname{div}\,\mathbf{v}(\mathbf{r}')}{4\pi|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|}

Per la parte solenoidale è sufficiente rimpiazzare nelle precedenti espressioni il potenziale scalare \Phi (\mathbf r) con un potenziale vettore \mathbf A(\mathbf r), il gradiente -\nabla \Phi con il rotore \nabla \times \mathbf{A} e \operatorname{div}\,\mathbf{v} con \nabla \times \mathbf{v}. Si tratta di un caso speciale della decomposizione di Helmholtz o teorema di Helmholtz.

Proprietà[modifica | modifica sorgente]

Exquisite-kfind.png Per approfondire, vedi Identità vettoriali.

La divergenza è un operatore lineare, cioè:

\operatorname{div}( a\mathbf{F} + b\mathbf{G} ) 
= a\;\operatorname{div}( \mathbf{F} ) 
+ b\;\operatorname{div}( \mathbf{G} ) \qquad \forall a,b \in \R

per ogni coppia di campi vettoriali \mathbf F e \mathbf G, che gode delle seguenti proprietà:

  • Vi è una regola del prodotto tale per cui se \varphi è una funzione a valori in un campo di scalari e \mathbf F un campo vettoriale allora:
\operatorname{div}(\varphi \mathbf{F}) 
= \operatorname{grad}(\varphi) \cdot \mathbf{F} 
+ \varphi \;\operatorname{div}(\mathbf{F})
che si può scrivere anche come:
\nabla\cdot(\varphi \mathbf{F}) 
= (\nabla\varphi) \cdot \mathbf{F} 
+ \varphi \;(\nabla\cdot\mathbf{F})
\operatorname{div}(\mathbf{F}\times\mathbf{G}) 
= \operatorname{rot}(\mathbf{F})\cdot\mathbf{G} 
\;-\; \mathbf{F} \cdot \operatorname{rot}(\mathbf{G})
che si può scrivere anche come:
\nabla\cdot(\mathbf{F}\times\mathbf{G})
= (\nabla\times\mathbf{F})\cdot\mathbf{G}
- \mathbf{F}\cdot(\nabla\times\mathbf{G})
 \operatorname{div}(\nabla\varphi) = \Delta\varphi
  • La divergenza del rotore di qualsiasi campo vettoriale in 3 dimensioni è nulla:
\nabla\cdot(\nabla\times\mathbf{F})=0

Esempi[modifica | modifica sorgente]

Coordinate polari piane[modifica | modifica sorgente]

Coordinate polari

In \mathbb{R}^2 possiamo introdurre altri sistemi di riferimento come quello polare:

\begin{cases} x = \rho \cos \phi \\ y = \rho \, \mathrm{sen} \, \phi \end{cases}

Dove \rho rappresenta la coordinata radiale e \phi rappresenta la coordinata angolare.

Supponendo di voler eseguire la divergenza di una funzione vettoriale:

\mathbf{F}(\rho \, ; \phi) = F_{\rho} \, \mathbf{e}_{\rho} + F_{\phi} \, \mathbf{e}_{\phi}

si può scrivere il prodotto scalare delle due grandezze vettoriali:

 \nabla \cdot \mathbf{F} = \left( \mathbf{e}_{\rho} \frac{\partial}{\partial \rho} + \mathbf{e}_{\phi} \frac{1}{\rho} \frac{\partial}{\partial \phi} \right) \cdot \left( F_{\rho} \, \mathbf{e}_{\rho} + F_{\phi} \, \mathbf{e}_{\phi} \right)

avendo ricordato che:

\left( d \mathbf{l} \, \right)_\hat{\rho} = d\rho \qquad \left( d \mathbf{l} \, \right)_\hat{\phi} = \rho \, d\phi

Eseguendo il prodotto si ottiene:

 \nabla \cdot \mathbf{F} = \mathbf{e}_{\rho} \cdot \left( \frac{\partial F_{\rho}}{\partial \rho} \, \mathbf{e}_{\rho} + F_{\rho} \frac{\partial \, \mathbf{e}_{\rho}}{\partial \rho} + \frac{\partial F_{\phi}}{\partial \rho} \, \mathbf{e}_{\phi} + F_{\phi} \frac{\partial \, \mathbf{e}_{\phi}}{\partial \rho} \right) \, +
 + \, \frac{1}{\rho} \, \mathbf{e}_{\phi} \cdot \left( \frac{\partial F_{\rho}}{\partial \phi} \, \mathbf{e}_{\rho} + F_{\rho} \frac{\partial \, \mathbf{e}_{\rho}}{\partial \phi} + \frac{\partial F_{\phi}}{\partial \phi} \, \mathbf{e}_{\phi} + F_{\phi} \frac{\partial \, \mathbf{e}_{\phi}}{\partial \phi} \right)

Si nota che due delle quattro derivate dei versori sono nulle. Infatti, al variare di \rho il versore \mathbf{e}_{\rho} non cambia di orientazione (né di modulo, essendo un versore) e la sua derivata rispetto a \rho sarà di conseguenza nulla. Allo stesso modo \mathbf{e}_{\phi} non varierà al variare di \rho. Le restanti due derivate invece si trovano:

\frac{\partial \mathbf{e}_{\rho}}{\partial \phi} = \frac{\partial}{\partial \phi} \left( \cos \phi \, \mathbf{e}_x + \mathrm{sen} \, \phi \, \mathbf{e}_y \right) = - \, \mathrm{sen} \, \phi \, \mathbf{e}_x + \cos \phi \, \mathbf{e}_y = \mathbf{e}_{\phi}


\frac{\partial \, \mathbf{e}_{\phi}}{\partial \phi} = \frac{\partial}{\partial \phi} \left( - \mathrm{sen} \, \phi \, \mathbf{e}_x + \cos \phi \, \mathbf{e}_y \right) = - \cos \phi \, \mathbf{e}_x - \mathrm{sen} \, \phi \, \mathbf{e}_y = - \mathbf{e}_{\rho}

e sostituendo:

 \nabla \cdot \mathbf{F} = \frac{\partial F_{\rho}}{\partial \rho} + \frac{1}{\rho} \left( F_{\rho} + \frac{\partial F_{\phi}}{\partial \phi} \right)

la divergenza in coordinate polari diventa quindi lo scalare:

\nabla \cdot \mathbf{F}(\rho\,;\phi) = \frac{1}{\rho} \frac {\partial \! \left( \rho F_{\rho} \right)}{\partial \rho} + \frac{1}{\rho} \frac{\partial F_{\phi}}{\partial \phi}

Coordinate sferiche[modifica | modifica sorgente]

Coordinate sferiche

In \R^3 si possono introdurre altri sistemi di riferimento, come le coordinate sferiche:

\begin{cases} x = \rho \, \mathrm{sen} \, \theta \cos \phi \\ y = \rho \, \mathrm{sen} \, \theta  \, \mathrm{sen} \, \phi \\ z = \rho \cos \theta \end{cases}

dove \rho rappresenta la coordinata radiale, \phi rappresenta la coordinata angolare dall'asse x e \theta rappresenta la coordinata angolare dall'asse z. Analogamente al caso precedente, è sufficiente proiettare il differenziale sulle nuove coordinate:

\left( d \mathbf{l} \right)_\hat{\rho} = d\rho \qquad \left( d \mathbf{l} \right)_\hat{\phi} = \rho \, \mathrm{sen} \theta \, d\phi  \qquad \left( d \mathbf{l} \right)_\hat{\theta} =\rho \, d\theta

Quindi se:

\mathbf{F}(\rho,\theta,\phi) = F_{\rho} \ \hat{\rho} + F_{\theta} \ \hat{\theta} + F_{\phi} \ \hat{\phi}

la divergenza in coordinate sferiche diventa lo scalare:

\nabla \cdot \mathbf{F}(\rho,\theta,\phi) =
= \frac {1}{\rho^2} \frac {\partial (\rho^2 \, F_{\rho})}{\partial \rho} + \frac {1}{\rho \, \mathrm{sen} \, \theta} \frac {\partial (\mathrm{sen} \, \theta \ F_{\theta})}{\partial \theta} + \frac {1}{\rho \, \mathrm{sen} \, \theta} \frac {\partial F_{\phi}}{\partial \phi} =
 = \frac {1}{\rho^2} \left( 2 \rho F_{\rho} 
+ \rho^2 \frac {\partial F_{\rho}}{\partial \rho} \right) 
+ \frac {1}{\rho \mathrm{sen} \, \theta} \left( \mathrm{cos} \, \theta F_{\theta} 
+ \mathrm{sen} \, \theta \frac {\partial F_{\theta}}{\partial \theta} \right) 
+ \frac {1}{\rho \, \mathrm{sen} \, \theta} \frac {\partial F_{\phi}}{\partial \phi} =
 = \frac {2 F_{\rho}}{\rho} + \frac {\partial F_{\rho}}{\partial \rho} 
+ \frac {1}{\rho \mathrm{tan} \, \theta} F_{\theta}
+ \frac {1}{\rho} \frac {\partial F_{\theta}}{\partial \theta}
+ \frac {1}{\rho \, \mathrm{sen} \, \theta} \frac {\partial F_{\phi}}{\partial \phi}

Divergenza del rotore[modifica | modifica sorgente]

La divergenza del rotore di qualsiasi campo vettoriale derivabile due volte è sempre pari a 0.

Infatti, sia \mathbf F un campo vettoriale di classe C^2:

\nabla \cdot (\nabla \times \mathbf F) = \nabla \cdot \left( \frac{\partial F_3}{\partial y} - \frac{\partial F_2}{\partial z} \, ; \, \frac{\partial F_1}{\partial z} - \frac{\partial F_3}{\partial x} \, ; \, \frac{\partial F_2}{\partial x} - \frac{\partial F_1}{\partial y}\right) =
= \frac{\partial^{2} F_3}{\partial x \partial y} - \frac{\partial^{2} F_2}{\partial x \partial z} + \frac{\partial^{2} F_1}{\partial y \partial z} - \frac{\partial^{2} F_3}{\partial y \partial x} + \frac{\partial^{2} F_2}{\partial z \partial x} - \frac{\partial^{2} F_1}{\partial z \partial y} =
= \frac{\partial^{2} F_1}{\partial y \partial z} - \frac{\partial^{2} F_1}{\partial z \partial y} + \frac{\partial^{2} F_2}{\partial z \partial x} - \frac{\partial^{2} F_2}{\partial x \partial z} + \frac{\partial^{2} F_3}{\partial x \partial y} - \frac{\partial^{2} F_3}{\partial y \partial x} = 0

Poiché la funzione è di classe C^2 secondo il teorema di Schwarz le derivate miste sommandosi si annullano (se sono soddisfatte le ipotesi del teorema di Schwarz, infatti, l'ordine di derivazione è indifferente).

Note[modifica | modifica sorgente]

  1. ^ Eric Weisstein, MathWorld - Divergence Theorem, 2010.
  2. ^ http://www.elektro.dtu.dk/upload/institutter/_oersted/bme/tensor_analysis.pdf
  3. ^ Cylindrical coordinates at Wolfram Mathworld
  4. ^ Spherical coordinates at Wolfram Mathworld

Bibliografia[modifica | modifica sorgente]

  • (EN) Jess H. Brewer, DIVERGENCE of a Vector Field in Vector Calculus, 7 aprile 1999. URL consultato il 28 settembre 2007.
  • (EN) Theresa M. Korn; Korn, Granino Arthur, Mathematical Handbook for Scientists and Engineers: Definitions, Theorems, and Formulas for Reference and Review, New York, Dover Publications, pp. 157–160. ISBN 0-486-41147-8.
  • (EN) Kaplan, W. The Divergence of a Vector Field. §3.4 in Advanced Calculus, 4th ed. Reading, MA: Addison-Wesley, pp. 185-186, 1991.
  • (EN) Morse, P. M. and Feshbach, H. The Divergence. In Methods of Theoretical Physics, Part I. New York: McGraw-Hill, pp. 34-37, 1953.
  • (EN) Schey, H. M. Div, Grad, Curl, and All That: An Informal Text on Vector Calculus, 3rd ed. New York: W. W. Norton, 1997.

Voci correlate[modifica | modifica sorgente]

Collegamenti esterni[modifica | modifica sorgente]

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