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@@ -297,6 +297,7 @@ _(saber redemostrar)_
 
   **$` \mathbf{\displaystyle\;\,\oint_{\,\Gamma\leftrightarrow S} \overrightarrow{B}\cdot\overrightarrow{dl}}`$
   $`\;\mathbf{\displaystyle= \mu_0\iint_S \overrightarrow{j}\cdot\overrightarrow{dS} +\mu_0 \epsilon_0\dfrac{d}{dt}\iint_S\overrightarrow{E}\cdot\overrightarrow{dS}}`$**
+
 <br> 
 
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@@ -311,8 +312,12 @@ que **variables, $`\overrightarrow{E}`$ y $`\overrightarrow{B}`$ no pueden exist
 * El término *$`\dfrac{\partial\overrightarrow{B}}{\partial t}\ne 0`$ implica $`\overrightarrow{E}\ne \overrightarrow{0}`$*
 * El término *$`\dfrac{\partial\overrightarrow{E}}{\partial t}\ne 0`$ implica $`\overrightarrow{B}\ne \overrightarrow{0}`$*
 
+<br>
+
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+<br>
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 #### ¿Qué dicen las ecuaciones de Maxwell sobre la conservación de la carga?
 
 ##### Ley de conservación de la carga eléctrica
@@ -326,7 +331,6 @@ y **no pueden ni surgir de la nada, ni desaparecer**.
 ! *En todo volumen del espacio y durante un intervalo de tiempo dado, la carga eléctrica*
 ! *que entra en este volumen menos la carga eléctrica*
 ! *que sale del mismo es igual a la variación de la carga dentro del volumen.*
-
 <br>
 Esto se traduce en *escritura matemática* por la **expresión integral**:
 <br>
@@ -347,33 +351,35 @@ $`\Longrightarrow`$ La ley de conservación también tiene una **expresión loca
 <br>
 **$`\mathbf{div\,\overrightarrow{j} +\dfrac{\partial \rho}{\partial t}=0}`$**
 
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+<br><br>
 
 ![Conservación de la carga](charge-conservation-1-L1200.jpg)
 
+<br>
+
 ##### Estudio de las ecuaciones de Maxwell
 
 * **Partamos** de la combinación de operadores notable, válida para todo campo vectorial $`\overrightarrow{U}`$,
-que se enuncia:
-*"La divergencia del rotacional de un campo vectorial siempre es nula."*
+que se enuncia    
+*"La divergencia del rotacional de un campo vectorial siempre es nula."*   
 <br>
-$`\forall \overrightarrow{X}\big(\overrightarrow{r},t\big)\;,`$*$`\quad \mathbf{div\big(\overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{X}\big)=0}`$*.
+$`\forall \overrightarrow{X}\big(\overrightarrow{r},t\big)\;,`$*$`\quad \mathbf{div\big(\overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{X}\big)=0}`$*.    
 <br>
-Apliquémosla al campo de inducción magnética $`\overrightarrow{B}`$:
+Apliquémosla al campo de inducción magnética $`\overrightarrow{B}`$ :   
 <br>
 **$`\mathbf{div\big(\overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{B}\big)=0}`$**.
 
 * La *ley de Maxwell-Ampère*
-$`\overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{B}=\mu_0\,\overrightarrow{j} + \mu_0\epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}`$
-permite escribir:
+$`\overrightarrow{rot}\,\overrightarrow{B}=\mu_0\,\overrightarrow{j} + \mu_0\epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}`$   
+permite escribir:   
 <br>
-**$`\mathbf{div\Big(\mu_0\,\overrightarrow{j} + \mu_0\epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}\Big)=0}`$**
+**$`\mathbf{div\Big(\mu_0\,\overrightarrow{j} + \mu_0\epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}\Big)=0}`$**   
 
-* Al dividir los términos de la derecha y la izquierda por $`\mu_0`$, la ecuación se simplifica:
+* Al dividir los términos de la derecha y la izquierda por $`\mu_0`$, la ecuación se simplifica :   
 <br>
-$`div\Big(\overrightarrow{j} + \epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}\Big)=0`$
+$`div\Big(\overrightarrow{j} + \epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}\Big)=0`$   
 
-* La ecuación ya contiene $`\overrightarrow{j}`$, busco hacer aparecer $`\rho`$.
+* La ecuación ya contiene $`\overrightarrow{j}`$, busco hacer aparecer $`\dens`$.
 Para ello, busco hacer aparecer $`div\,\overrightarrow{j}`$ para luego utilizar la ley de Maxwell-Gauss.
 <br>
 $`div\,\overrightarrow{j} + div\Big(\epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow{E}}{\partial t}\Big)=0`$
@@ -381,45 +387,45 @@ $`div\,\overrightarrow{j} + div\Big(\epsilon_0 \;\dfrac{\partial \overrightarrow
 * En el marco de la *física clásica, espacio y tiempo son independientes*,
 el orden de derivación por una variable espacial y una variable temporal no importa:
 <br>
-*$`\dfrac{\partial}{\partial t}\left(\dfrac{\partial}{\partial x}\right) =\dfrac{\partial}{\partial x}\left(\dfrac{\partial}{\partial t}\right)`$*
+*$`\dfrac{\partial}{\partial t}\left(\dfrac{\partial}{\partial x}\right) =\dfrac{\partial}{\partial x}\left(\dfrac{\partial}{\partial t}\right)`$*   
 - El operador divergencia solo está constituido por derivadas parciales de variables espaciales.
 - $`\dfrac{\partial}{\partial t}`$ es una derivada parcial de la variable tiempo.
 
-&nbsp;&nbsp;&nbsp;&nbsp;&nbsp;&nbsp;*$`\Longrightarrow\quad div\left(\dfrac{\partial}{\partial t}\right)= \dfrac{\partial}{\partial t}\left(div\right)`$*.
+&nbsp;&nbsp;&nbsp;&nbsp;&nbsp;&nbsp;*$`\Longrightarrow\quad div\left(\dfrac{\partial}{\partial t}\right)= \dfrac{\partial}{\partial t}\left(div\right)`$*.   
 <br>
 Obtenemos:
 <br>
-**$`\mathbf{div\,\overrightarrow{j} + \epsilon_0 \;\dfrac{\partial}{\partial t}\left(div\,\overrightarrow{E}\right)=0}`$**
+**$`\mathbf{div\,\overrightarrow{j} + \epsilon_0 \;\dfrac{\partial}{\partial t}\left(div\,\overrightarrow{E}\right)=0}`$**   
 
-* Usando la *ley de Maxwell-Gauss $`div\,\overrightarrow{E}=\dfrac{\rho}{\epsilon_0}`$*
+* Usando la *ley de Maxwell-Gauss $`div\,\overrightarrow{E}=\dfrac{\dens}{\epsilon_0}`$*   
 obtenemos la **ecuación de conservación local de la carga** eléctrica en régimen variable (por lo tanto siempre verificada):
 <br>
-**$`\mathbf{div\,\overrightarrow{j} +\dfrac{\partial \rho}{\partial t}=0}`$**
+**$`\mathbf{div\,\overrightarrow{j} +\dfrac{\partial \dens}{\partial t}=0}`$**   
 
-! *Las ecuaciones de Maxwell contienen e implican la conservación de la carga eléctrica.*
+! *Las ecuaciones de Maxwell contienen e implican la conservación de la carga eléctrica.*   
 
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+<br>
 
 * Podemos *integrar esta igualdad local* sobre un volumen $`\tau`$ cualquiera:
 <br>
-$`\displaystyle\iiint_{\tau} \Big(div\,\overrightarrow{j} +\dfrac{\partial \rho}{\partial t}\Big)\,d\tau=0`$
+$`\displaystyle\iiint_{\tau} \Big(div\,\overrightarrow{j} +\dfrac{\partial \dens}{\partial t}\Big)\,d\tau=0`$   
 <br>
-*$`\displaystyle\iiint_{\tau} div\,\overrightarrow{j}\,d\tau+\iiint_{\tau}\dfrac{\partial \rho}{\partial t}\,d\tau=0`$*
+*$`\displaystyle\iiint_{\tau} div\,\overrightarrow{j}\,d\tau+\iiint_{\tau}\dfrac{\partial \dens}{\partial t}\,d\tau=0`$*   
 
 * El *teorema de Ostrogradski* (= teorema *de la divergencia*) precisa que para todo campo
 vectorial $`\overrightarrow{U}`$ y para todo volumen $`\tau`$,
-*$`\displaystyle\iiint_{\tau} div\,\overrightarrow{U}\,d\tau=\oiint_S \overrightarrow{U}\cdot dS`$*,
+*$`\displaystyle\iiint_{\tau} div\,\overrightarrow{U}\,d\tau=\oiint_S \overrightarrow{U}\cdot dS`$*,   
 $`S`$ siendo la superficie cerrada que delimita el volumen $`\tau`$.
 <br>
 *Aplicado al primer término* de la igualdad, obtenemos:
 <br>
-**$`\displaystyle\oiint_S \overrightarrow{j}\cdot \overrightarrow{dS} + \iiint_{\tau}\dfrac{\partial \rho}{\partial t}\,d\tau=0`$**.
+**$`\displaystyle\oiint_S \overrightarrow{j}\cdot \overrightarrow{dS} + \iiint_{\tau}\dfrac{\partial \dens}{\partial t}\,d\tau=0`$**.
 
 * Al observar de nuevo que *espacio y tiempo son independientes en física clásica*, el orden de derivación o integración por una variable espacial y una variable temporal no importa:
 <br>
-**$`\displaystyle\oiint_S \overrightarrow{j}\cdot \overrightarrow{dS} +\dfrac{\partial}{\partial t} \left(\iiint_{\tau}\rho \,d\tau\right)=0`$**.
+**$`\displaystyle\oiint_S \overrightarrow{j}\cdot \overrightarrow{dS} +\dfrac{\partial}{\partial t} \left(\iiint_{\tau}\dens \,d\tau\right)=0`$**.
 
-* Al constatar que *$`\displaystyle\iiint_{\tau}\rho \,d\tau`$ es la carga total $`Q_{int}`$*
+* Al constatar que *$`\displaystyle\iiint_{\tau}\dens \,d\tau`$ es la carga total $`Q_{int}`$*
 contenida en el volumen $`\tau`$, obtenemos la **expresión integral de la ley de conservación** de la carga:
 <br>
 **$`\mathbf{\displaystyle\oiint_S \overrightarrow{j}\cdot \overrightarrow{dS} +\dfrac{dQ_{int}}{dt}=0}`$**.