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Modelo 1D

Storyboard

ID:(1037, 0)

Simplificación del Modelo

Imagen

Lo angosto de la cavidad entre membranas muestra que el sistema se comporta como un sistema de conductores paralelos:

La interacción entre ambos conductores solo es relevante en procesos muy lentos (minutos) ya que depende de la difusión perimetral que es muy lenta ($D$).

ID:(8763, 0)

Flujo para $c_1$ en $0 < s < n$

Imagen

ID:(8890, 0)

Ecuación para $c_1$ en $0 < s < n$

Ecuación

En el modelo 1D en que solo se tienen dos "canales", uno basado en una membrana y el otro con el hatch, la ecuación para la concentración en la primera cavidad era

$d_1l_1\displaystyle\frac{d}{dt}c_{11}=\displaystyle\frac{l_1}{l_1+l_2}(j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{11}) - j(j_{s1},c_{s1},c_{11},c_{21})) -\displaystyle\frac{d_1}{d}D(c_{11}-c_{12})$

$d_1l_2\displaystyle\frac{d}{dt}c_{12}=\displaystyle\frac{l_2}{l_1+l_2}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{12})+\displaystyle\frac{d_1}{d}D(c_{11}-c_{12})-\displaystyle\frac{l_2}{h}D(c_{12}-c_{22})$

Al pasar al límite 2D se trabaja con una batería de "canales" paralelos en que $c_{1,s}$ es la concentración para el "canal" $s$. $s$ puede ser visto como el contador a lo largo del perímetro desde el hatch que se puede ubicar en $s=0$. En este caso $c_{11}$ corresponde a $c_{1,s}$ y $c_{12}$ puede ser asociado a un $c_{1,0}$.

A diferencia de la solución 1D aquí los distintos canales pueden presentar difusión tanto hacia o desde el canal que lo antecede como el que lo sigue. Por ello, si la distancia entre dos puntos consecutivos es $d$ debe considerarse la difusión de o a $s$ desde $s+1$:

$-D\displaystyle\frac{c_{1,s}-c_{1,s+1}}{d}$

y con $s-1$:

$-D\displaystyle\frac{c_{1,s}-c_{1,s-1}}{d}$

por lo que se puede generalizar para $s > 0$ como

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,s})-j(j_{s1},c_{s1},c_{1,s},c_{2,s}))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{1,s+1}+c_{1,s-1}-2c_{1,s})$

en donde por simetría:

- $s$ va de cero hasta la mitad del perímetro

- la pendiente de la concentración es nula en el punto más lejano

ID:(8880, 0)

Flujo para $c_1$ en $s=0$

Imagen

ID:(8892, 0)

Ecuación para $c_1$ en $s=0$

Ecuación

En el caso $l_1\gg l_2$ se puede modelar el hatch como un "canal" unico en que se puede replicar en gran medida la ecuación del modelo 1D para el "canal" del hatch

$d_1l_2\displaystyle\frac{d}{dt}c_{12}=\displaystyle\frac{l_2}{l_1+l_2}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{12})+\displaystyle\frac{d_1}{d}D(c_{11}-c_{12})-\displaystyle\frac{l_2}{h}D(c_{12}-c_{22})$

En este caso $c_{11}$ corresponde a $c_{1,1}$ y $c_{12}$ puede ser asociado a un $c_{1,0}$. Por otro lado se asume que el elemento esta rodeado por ambos lados por elementos con concnetración $c_{1,1}$ por lo que el elemento de difusión perimetral debe asumirse doble

$\displaystyle\frac{2d_1}{d}D(c_{1,1}-c_{1,0})$

Por ello que se puede generalizar para $s = 0$ como

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,0}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,0})+\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{1,1}-c_{1,0})-\displaystyle\frac{1}{hd_1}D(c_{1,0}-c_{2,0})$

ID:(8882, 0)

Flujo para $c_1$ en $s=n$

Imagen

ID:(8894, 0)

Ecuación para $c_1$ en $s=n$

Ecuación

Como $c_1$ es simétrico respecto del hatch en el origen el indice $s$ solo requiere recorrer la mitad del perímetro. Si el numero de elementos es $n$ el $c_1$ en un punto $s=n+1$ tiene que tener el mismo valor que en $s=n$

$c_{1,s+1}=c_{1,s}$

por lo que la expresión

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,s})-j(j_{s1},c_{s1},c_{1,s},c_{2,s}))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{1,s+1}+c_{1,s-1}-2c_{1,s})$

se reduce a

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,n}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}(j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,n})-j(j_{s1},c_{s1},c_{1,n},c_{2,n}))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{1,n-1}-c_{1,n})$

ID:(8884, 0)

Flujo para $c_2$ en $0 < s < n$

Imagen

ID:(8891, 0)

Ecuación para $c_2$ en $0 < s < n$

Ecuación

En el modelo 1D en que solo se tienen dos "canales", uno basado en una membrana y el otro con el hatch, la ecuación para la concentración en la primera cavidad era

$d_2l_1\displaystyle\frac{d}{dt}c_{21}=\displaystyle\frac{l_1}{l_1+l_2}(j(j_{s1},c_{s1},c_{11},c_{21})-j(j_{s2},c_{s2},c_{21},c_3))-\displaystyle\frac{d_2}{d}D(c_{21}-c_{22})$

$d_2l_2\displaystyle\frac{d}{dt}c_{22}=\displaystyle\frac{l_2}{h}D(c_{12}-c_{22})+\displaystyle\frac{d_2}{d}D(c_{21}-c_{22})-\displaystyle\frac{l_2}{l_1+l_2}j(j_{s2},c_{2s},c_{22},c_3)$

Al pasar al límite 2D se trabaja con una batería de "canales" paralelos en que $c_{2,s}$ es la concentración para el "canal" $s$. $s$ puede ser visto como el contador a lo largo del perímetro desde el hatch que se puede ubicar en $s=0$. En este caso $c_{21}$ corresponde a $c_{2,s}$ y $c_{22}$ puede ser asociado a un $c_{2,0}$.

A diferencia de la solución 1D aquí los distintos canales pueden presentar difusión tanto hacia o desde el canal que lo antecede como el que lo sigue. Por ello, si la distancia entre dos puntos consecutivos es $d$ debe considerarse la difusión de o a $s$ desde $s+1$:

$-D\displaystyle\frac{c_{2,s}-c_{2,s+1}}{d}$

y con $s-1$:

$-D\displaystyle\frac{c_{2,s}-c_{2,s-1}}{d}$

por lo que se puede generalizar para $s > 0$ como

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{2,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}(j(j_{s0},c_{s0},c_{1,s},c_{2,s})-j(j_{s1},c_{s1},c_{2,s},c_3))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{2,s+1}+c_{2,s-1}-2c_{2,s})$

en donde por simetría:

- $s$ va de cero hasta la mitad del perímetro

- la pendiente de la concentración es nula en el punto más lejano

ID:(8881, 0)

Flujo para $c_2$ en $s=0$

Imagen

ID:(8893, 0)

Ecuación para $c_2$ en $s=0$

Ecuación

En el caso $l_1\gg l_2$ se puede modelar el hatch como un "canal" unico en que se puede replicar en gran medida la ecuación del modelo 1D para el "canal" del hatch

$d_2l_2\displaystyle\frac{d}{dt}c_{22}=\displaystyle\frac{l_2}{h}D(c_{12}-c_{22})+\displaystyle\frac{d_2}{d}D(c_{21}-c_{22})-\displaystyle\frac{l_2}{l_1+l_2}j(j_{s2},c_{2s},c_{22},c_3)$

En este caso $c_{21}$ corresponde a $c_{2,1}$ y $c_{22}$ puede ser asociado a un $c_{2,0}$. Por otro lado se asume que el elemento esta rodeado por ambos lados por elementos con concnetración $c_{2,1}$ por lo que el elemento de difusión perimetral debe asumirse doble

$\displaystyle\frac{2d_2}{d}D(c_{2,1}-c_{2,0})$

Por ello que se puede generalizar para $s = 0$ como

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{2,0}=\displaystyle\frac{1}{hd_2}D(c_{1,0}-c_{2,0})+\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{2,1}-c_{2,0})-\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}j(j_{s2},c_{2s},c_{2,0},c_3)$

ID:(8883, 0)

Flujo para $c_2$ en $s=n$

Imagen

ID:(8895, 0)

Límite continuo no saturado para $c_{1,s}$

Ecuación

En el límite que $d \ll 2\pi R$ el termino de la constante de difusión $D$ se puede estimar con la segunda derivada en el perímetro $s$

$\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{1,s+1}+c_{1,s-1}-2c_{s,1})\sim D\displaystyle\frac{\partial^2c_{1,s}}{\partial s^2}$

Si ademas se asume que no se satura el flujo por las membranas se tiene que

$j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,s})\sim \displaystyle\frac{j_{s0}}{c_{s0}}(c_0-c_{1,s})\equiv D_{s0}(c_0-c_{1,s})$

y

$j(j_{s1},c_{s1},c_{1,s},c_{2,s})\sim \displaystyle\frac{j_{s1}}{c_{s1}}(c_{1,s}-c_{2,s})\equiv D_{s1}(c_{1,s}-c_{2,s})$

la ecuación

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,s})-j(j_{s1},c_{s1},c_{1,s},c_{2,s}))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{1,s+1}+c_{1,s-1}-2c_{1,s})$

se reduce a:

$\displaystyle\frac{\partial c_{1,s}}{\partial t}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}(D_{s0}(c_0-c_{1,s})-D_{s1}(c_{1,s}-c_{2,s}))+D\displaystyle\frac{\partial^2c_{1,s}}{\partial s^2}$

ID:(8923, 0)

Límite continuo no saturado para $c_{2,s}$

Ecuación

En el límite que $d \ll 2\pi R$ el termino de la constante de difusión $D$ se puede estimar con la segunda derivada en el perímetro $s$

$\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{2,s+1}+c_{2,s-1}-2c_{s,2})\sim D\displaystyle\frac{\partial^2c_{2,s}}{\partial s^2}$

Si ademas se asume que no se satura el flujo por las membranas se tiene que

$j(j_{s0},c_{s0},c_{1,s},c_{2,s})\sim \displaystyle\frac{j_{s0}}{c_{s0}}(c_{1,s}-c_{2,s})\equiv D_{s0}(c_{1,s}-c_{2,s})$

y

$j(j_{s1},c_{s1},c_{2,s},c_3)\sim \displaystyle\frac{j_{s1}}{c_{s1}}(c_{2,s}-c_3)\equiv D_{s1}(c_{2,s}-c_3)$

la ecuación

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{2,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}(j(j_{s0},c_{s0},c_{1,s},c_{2,s})-j(j_{s1},c_{s1},c_{2,s},c_3))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{2,s+1}+c_{2,s-1}-2c_{2,s})$

se reduce a:

$\displaystyle\frac{\partial c_{2,s}}{\partial t}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}(D_{s0}(c_{1,s}-c_{2,s})-D_{s1}(c_{2,s}-c_3))+D\displaystyle\frac{\partial^2c_{2,s}}{\partial s^2}$

ID:(8924, 0)

Límite continuo no saturado para $c_{1,0}$

Ecuación

En el límite continuo el termino en la diferencia de concnetraciones a lo largo del perimtero se puede aproximar por la pendiente

$\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{1,1}-c_{1,0})=\displaystyle\frac{2}{l_2}D\displaystyle\frac{(c_{1,1}-c_{1,0})}{d}\sim\displaystyle\frac{2D}{l_2}\displaystyle\frac{\partial c_{1,s}}{\partial s}\Bigr|_{s=0}$

mientras que en el limite de no saturado se tiene que

$j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,s})\sim \displaystyle\frac{j_{s0}}{c_{s0}}(c_0-c_{1,s})\equiv D_{s0}(c_0-c_{1,s})$

con lo que la ecuación

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,0}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,0})+\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{1,1}-c_{1,0})-\displaystyle\frac{1}{hd_1}D(c_{1,0}-c_{2,0})$

se reduce a

$\displaystyle\frac{\partial c_{1,0}}{\partial t}=\displaystyle\frac{D_{s0}}{2\pi Rd_1}(c_0-c_{1,0})+\displaystyle\frac{2D}{l_2}\displaystyle\frac{\partial c_{1,s}}{\partial s}-\displaystyle\frac{D}{hd_1}(c_{1,0}-c_{2,0})$

ID:(8925, 0)

Límite continuo no saturado para $c_{2,0}$

Ecuación

En el límite continuo el termino en la diferencia de concnetraciones a lo largo del perimtero se puede aproximar por la pendiente

$\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{2,1}-c_{2,0})=\displaystyle\frac{2D}{l_2}\displaystyle\frac{(c_{2,1}-c_{2,0})}{d}\sim\displaystyle\frac{2}{l_2}D\displaystyle\frac{\partial c_{2,s}}{\partial s}\Bigr|_{s=0}$

mientras que en el limite de no saturado se tiene que

$j(j_{s2},c_{2s},c_{2,0},c_3)\sim \displaystyle\frac{j_{s2}}{c_{s2}}(c_{2,0}-c_3)\equiv D_{s2}(c_{2,0}-c_3)$

con lo que la ecuación

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{2,0}=\displaystyle\frac{1}{hd_2}D(c_{1,0}-c_{2,0})+\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{2,1}-c_{2,0})-\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}j(j_{s2},c_{2s},c_{2,0},c_3)$

se reduce a

$\displaystyle\frac{\partial c_{2,0}}{\partial t}=\displaystyle\frac{D}{hd_2}(c_{1,0}-c_{2,0})+\displaystyle\frac{2D}{l_2}\displaystyle\frac{\partial c_{2,s}}{\partial s}-\displaystyle\frac{D_{s2}}{2\pi Rd_2}(c_{2,0}-c_3)$

ID:(8926, 0)

Solución Constante

Descripción

Si se asumen $c_0$ y $c_3$ constantes tanto en el tiempo como en el perímetro se tiene que las ecuaciones

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,0}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,0})+\displaystyle\frac{2}{dl_2}D(c_{1,1}-c_{1,0})-\displaystyle\frac{1}{hd_1}D(c_{1,0}-c_{2,0})$

$\displaystyle\frac{d}{dt}c_{1,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}j(j_{s0},c_{s0},c_0,c_{1,s})-j(j_{s1},c_{s1},c_{1,s},c_{2,s}))+\displaystyle\frac{1}{d^2}D(c_{1,s+1}+c_{1,s-1}-2c_{1,s})$

implican que las soluciones para $c_{1,s}$ y $c_{2,s}$ se pueden escribir como una constante mas una parte que puede depender de la posición y/o del tiempo:

$c_{1,s}=c_1^0+c_1(s,t)$

$c_{2,s}=c_2^0+c_2(s,t)$

Introduciendo ambas soluciones en las ecuaciones anteriores se tiene que se pueden elegir $c_1^0$ y $c_2^0$ de modo que $c_1(s,t)$ y $c_2(s,t)$ ya no dependen de $c_0$ y $c_3$. Esto se da si

$D_{s0}(c_0-c_1^0)-D_{s1}(c_1^0-c_2^0)=0$

$D_{s0}(c_1^0-c_2^0)-D_{s1}(c_2^0-c_3)=0$

ID:(8896, 0)

Solución Constante $c_1^0$

Ecuación

En el caso estacionario e isotrópico (o sea no existe variación perimetral) se da que las concentraciones satisfacen

$D_{s0}(c_0-c_1^0)-D_{s1}(c_1^0-c_2^0)=0$

y

$D_{s0}(c_1^0-c_2^0)-D_{s1}(c_2^0-c_3)=0$

por lo que $c_1^0$ es:

$c_1^0=\displaystyle\frac{D_{s0}(D_{s0}+D_{s1})}{D_{s1}^2+D_{s0}D_{s1}+D_{s0}^2}c_0+\displaystyle\frac{D_{s1}^2}{D_{s1}^2+D_{s0}D_{s1}+D_{s0}^2}c_3$

En caso de ser $D_{s0}\sim D_{s1}$ se tiene que

$c_1^0\sim\displaystyle\frac{2}{3}c_0+\displaystyle\frac{1}{3}c_3$

ID:(8927, 0)

Solución Constante $c_2^0$

Ecuación

$c_2^0=\displaystyle\frac{D_{s1}^2}{D_{s1}^2+D_{s0}D_{s1}+D_{s0}^2}c_0+\displaystyle\frac{D_{s1}(D_{s0}+D_{s1})}{D_{s1}^2+D_{s0}D_{s1}+D_{s0}^2}c_3$

$c_2^0\sim\displaystyle\frac{1}{3}c_0+\displaystyle\frac{2}{3}c_3$

ID:(8928, 0)

Solución Constante $c_{1,0}$

Ecuación

En el caso estacionario en que a lo largo de la membrana las concentraciones sean constantes el factor pendiente de la ecuación de difusión en el hatch es nulo y se tiene para $c_{1,0}$ y $c_{2,0}$ que

$\displaystyle\frac{D_{s0}}{2\pi Rd_1}(c_0-c_{1,0})-\displaystyle\frac{D}{hd_1}(c_{1,0}-c_{2,0})=0$

y

$\displaystyle\frac{D}{hd_2}(c_{1,0}-c_{2,0})-\displaystyle\frac{D_{s2}}{2\pi Rd_2}(c_{2,0}-c_3)=0$

por lo que $c_{1,0}$ es:

$c_{1,0}=\displaystyle\frac{1+\displaystyle\frac{h}{2\pi R}\displaystyle\frac{D_{s2}}{D}}{1+\displaystyle\frac{D_{s2}}{D_{s0}}+\displaystyle\frac{h}{2\pi R}\displaystyle\frac{D_{s2}}{D}}c_0+\displaystyle\frac{\displaystyle\frac{D_{s2}}{D_{s0}}}{1+\displaystyle\frac{D_{2s}}{D_{s0}}+\displaystyle\frac{h}{2\pi R}\displaystyle\frac{D_{s2}}{D}}c_3$

En caso de ser $D_{s0}\sim D_{s2}$, $h \ll 2\pi R$ y $D_{s2} \ll D$ se tiene que

$c_{1,0}\sim\displaystyle\frac{1}{2}c_0+\displaystyle\frac{1}{2}c_3$

ID:(8929, 0)

Solución Constante $c_{2,0}$

Ecuación

$c_{2,0}=\displaystyle\frac{1}{1+\displaystyle\frac{D_{s2}}{D_{s0}}+\displaystyle\frac{h}{2\pi R}\displaystyle\frac{D_{s2}}{D}}c_0+\displaystyle\frac{\displaystyle\frac{D_{s2}}{D_{s0}}+\displaystyle\frac{h}{2\pi R}\displaystyle\frac{D_{s2}}{D}}{1+\displaystyle\frac{D_{2s}}{D_{s0}}+\displaystyle\frac{h}{2\pi R}\displaystyle\frac{D_{s2}}{D}}c_3$

En caso de ser $D_{s0}\sim D_{s2}$, $h \ll 2\pi R$ y $D_{s2} \ll D$ se tiene que

$c_{2,0}\sim\displaystyle\frac{1}{2}c_0+\displaystyle\frac{1}{2}c_3$

ID:(8930, 0)

Dependencia Espacial

Descripción

Para el caso estacionario las ecuaciones de la parte de la solución que dependen del perímetro se obtienen de

$\displaystyle\frac{\partial c_{1,s}}{\partial t}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}(D_{s0}(c_0-c_{1,s})-D_{s1}(c_{1,s}-c_{2,s}))+D\displaystyle\frac{\partial^2c_{1,s}}{\partial s^2}$

$\displaystyle\frac{\partial c_{2,s}}{\partial t}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}(D_{s0}(c_{1,s}-c_{2,s})-D_{s1}(c_{2,s}-c_3))+D\displaystyle\frac{\partial^2c_{2,s}}{\partial s^2}$

siendo

$\displaystyle\frac{d^2}{ds^2}c_{1,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}\displaystyle\frac{(D_{s0}+D_{s1})}{D}c_{1,s}-\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_1}\displaystyle\frac{D_{s1}}{D}c_{2,s}$

$\displaystyle\frac{d^2}{ds^2}c_{2,s}=\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}\displaystyle\frac{(D_{s0}+D_{s1})}{D}c_{2,s}-\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd_2}\displaystyle\frac{D_{s0}}{D}c_{1,s}$

La solución tiene la forma

$c_{1,s}=A_1e^{ks}$

$c_{2,s}=A_2e^{ks}$

Si se introduce esta solución en la ecuación se obtiene que $k$ debe satisfacer:

$(D_{s0}+D_{s1}-2\pi Rd_1Dk^2)(D_{s0}+D_{s1}-2\pi Rd_2Dk^2)=D_{s0}D_{s1}$

ID:(8931, 0)

Vector de Onda

Ecuación

Si la ecuación del vector de onda es

$(D_{s0}+D_{s1}-2\pi Rd_1Dk^2)(D_{s0}+D_{s1}-2\pi Rd_2Dk^2)=D_{s0}D_{s1}$

se obtienen las raíces:

$k^2=\displaystyle\frac{1}{4\pi R}\left(\displaystyle\frac{(D_{s0}+D_{s1})}{D}\left(\displaystyle\frac{1}{d_1}+\displaystyle\frac{1}{d_2}\right)\pm\sqrt{4\displaystyle\frac{D_{s0}D_{s1}}{D^2d_1d_2}+\displaystyle\frac{(D_{s0}+D_{s1})^2}{D^2}\left(\displaystyle\frac{1}{d_1}-\displaystyle\frac{1}{d_2}\right)^2}\right)$

En el caso de que $D_{s0}\sim D_{s1}$ y $d\sim d_1\sim d_2$ se tiene que

$k^2\sim\displaystyle\frac{1}{2\pi Rd}\displaystyle\frac{D_{s0}}{D}(2\pm 1)$

por lo que $k$ es necesariamente real y las soluciones no oscilantes.

ID:(8932, 0)

Solución Perimetral

Descripción

Como el vector de onda es positivo la solución es una suma de exponenciales $e^{ks}$ y $e^{-ks}$. Por otro lado, como debe ser simetrica respecto del origen en $s=0$ y continua en el otro extremo $s=\pi R$ se debe tener que la pendiente en dicho punto debe ser nula. Por ello la solución debe corresponder a un coseno hiperbolico. Si se considera el factor constante antes calculado será de la forma

$c_1(s)=c_1^0+(c_{1,0}-c_1^0)\displaystyle\frac{\cosh k(\pi R - s)}{\cosh k\pi R}$

y

$c_2(s)=c_2^0+(c_{2,0}-c_2^0)\displaystyle\frac{\cosh k(\pi R - s)}{\cosh k\pi R}$

donde $c_{1,0}$ y $c_{2,0}$ son las concentraciones frente al hatch. Para calcular ambas concentraciones basta con reemplazar las funciones en

Como la derivada en el origen es

$\displaystyle\frac{\partial}{\partial s}c_{1,s}\Bigr|_{s=0}=-(c_{1,0}-c_1^0)k\tanh(k\pi R)$

$\displaystyle\frac{\partial}{\partial s}c_{2,s}\Bigr|_{s=0}=-(c_{2,0}-c_2^0)k\tanh(k\pi R)$

las ecuaciones para la zona del hatch en el caso estatico se reducen a:

$\displaystyle\frac{D_{s0}}{2\pi Rd_1}(c_0-c_{1,0})-\displaystyle\frac{2Dk}{l_2}(c_{1,0}-c_1^0)\tanh(k\pi R)-\displaystyle\frac{D}{hd_1}(c_{1,0}-c_{2,0})=0$

$\displaystyle\frac{D}{hd_2}(c_{1,0}-c_{2,0})-\displaystyle\frac{2Dk}{l_2}(c_{2,0}-c_2^0)\tanh(k\pi R)-\displaystyle\frac{D_{s2}}{2\pi Rd_2}(c_{2,0}-c_3)=0$

ID:(8933, 0)

Solución en el hatch $c_{1,0}$

Ecuación

Si las ecuaciones para las concnetraciones frente al hatch en situación estacionaria son

$\displaystyle\frac{D_{s0}}{2\pi Rd_1}(c_0-c_{1,0})-\displaystyle\frac{2Dk}{l_2}(c_{1,0}-c_1^0)\tanh(k\pi R)-\displaystyle\frac{D}{hd_1}(c_{1,0}-c_{2,0})=0$

$\displaystyle\frac{D}{hd_2}(c_{1,0}-c_{2,0})-\displaystyle\frac{2Dk}{l_2}(c_{2,0}-c_2^0)\tanh(k\pi R)-\displaystyle\frac{D_{s2}}{2\pi Rd_2}(c_{2,0}-c_3)=0$

la concnetración $c_{1,0}$ será:

$c_{1,0}=\displaystyle\frac{16D^2\pi^2R^2c_1^0d_1d_2hk^2\tanh(k\pi R)^2+

((8D^2R^2c_2^0d_2+8D^2R^2c_1^0d_1)kl_2\pi^2+(4DD_{s0}Rc_0d_2+4DD_{s2}Rc_1^0d_1)hkl_2\pi)\tanh(k\pi R)+(2DD_{s2}Rc_3+2DD_{s0}Rc_0)l_2^2\pi+D_{s0}D_{s2}c_0hl_2^2}{16D^2\pi^2R^2d_1d_2hk^2tanh(k\pi R)^2+((8D^2R^2d_2+8D^2R^2d_1)kl_2\pi^2+(4DD_{s0}Rd_2+4DD_{s2}Rd_1)hkl_2\pi)\tanh(k\pi R)+(2DD_{s2}+2DD_{s0})\pi Rl_2^2+D_{s0}D_{s2}hl_2^2}$

ID:(8885, 0)

Solución en el hatch $c_{2,0}$

Ecuación

Si las ecuaciones para las concnetraciones frente al hatch en situación estacionaria son

$\displaystyle\frac{D_{s0}}{2\pi Rd_1}(c_0-c_{1,0})-\displaystyle\frac{2Dk}{l_2}(c_{1,0}-c_1^0)\tanh(k\pi R)-\displaystyle\frac{D}{hd_1}(c_{1,0}-c_{2,0})=0$

$\displaystyle\frac{D}{hd_2}(c_{1,0}-c_{2,0})-\displaystyle\frac{2Dk}{l_2}(c_{2,0}-c_2^0)\tanh(k\pi R)-\displaystyle\frac{D_{s2}}{2\pi Rd_2}(c_{2,0}-c_3)=0$

la concnetración $c_{1,0}$ será:

$c_{2,0}=\displaystyle\frac{16D^2R^2c_2^0d_1d_2hk^2\pi^2\tanh(k\pi R)^2+((8D^2R^2c_2^0d_2+8D^2R^2c_1^0d_1)kl_2\pi^2+(4DD_{s0}Rc_2^0d_2+4DD_{s2}Rc_3d_1)hkl_2\pi)\tanh(k\pi R)+(2DD_{s2}Rc_3+2DD_{s0}Rc_0)l_2^2\pi+D_{s0}D_{s2}c_3hl_2^2}{16D^2R^2d_1d_2hk^2*\pi^2\tanh(k\pi R)^2+((8D^2R^2d_2+8D^2R^2d_1)kl_2\pi^2+(4DD_{s0}Rd_2+4DD_{s2}Rd_1)hkl_2\pi)\tanh(k\pi R)+(2DD_{s2}+2DD_{s0})Rl_2^2\pi+D_{s0}D_{s2}hl_2^2}$

ID:(8934, 0)

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ID:(8457, 0)