Soluciones débiles, fuertes y suaves de Navier-Stokes

La regularidad global de Navier–Stokes 3D sin fuerza externa sigue abierta: la construcción forzada anunciada no la resuelve. En la discusión técnica siguiente, las preguntas pendientes de regularidad y unicidad se refieren al sistema sin fuerza externa, salvo indicación expresa de otro marco.

La existencia global débil y la existencia global suave son resultados diferentes. El teorema de Leray proporciona soluciones débiles para datos de energía finita; para datos suaves 3D sin fuerza externa, la suavidad global sigue sin resolverse. Clay contempla tanto existencia sin fuerza como ruptura con fuerza admisible. Véase también: Premio del Milenio

Entonces, ¿qué es una solución débil? No es una aproximación. No es "casi correcto". Es una solución exacta a las ecuaciones, pero que se rige por reglas relajadas. Una solución normal ("clásica") requiere que la velocidad sea lo suficientemente suave como para poder calcular su tasa de cambio en cada punto. Una solución débil omite ese requisito. En lugar de verificar las ecuaciones punto por punto, las verifica "en promedio" en todas las regiones del espacio.

Aquí hay una analogía. Una solución clásica es que un estudiante resuelva cada problema de examen mostrando todo su trabajo, paso a paso. Una solución débil es un estudiante que no puede mostrarle los pasos intermedios, pero cuyas respuestas finales son demostrablemente correctas para todas las preguntas posibles que pueda formular. No puedes verlos trabajar, pero las respuestas siempre son correctas.

¿Por qué aceptarías eso? Porque a veces las ecuaciones son demasiado descabelladas para las soluciones clásicas. El fluido podría desarrollar regiones donde la velocidad cambia tan bruscamente que simplemente no se puede calcular una tasa de cambio allí. Las matemáticas se rompen. Las soluciones débiles le permiten continuar donde las soluciones clásicas se dan por vencidas. Son la red de seguridad que mantiene vivas las ecuaciones cuando las cosas se ponen difíciles.

Las soluciones débiles distribucionales pueden ser no únicas incluso sin fuerza externa: Buckmaster–Vicol construyeron ejemplos de energía finita fuera de la clase de Leray–Hopf. La existencia global de Leray para datos $L^2$ corresponde a la clase más restringida de Leray–Hopf, que también satisface la desigualdad de energía. La unicidad y la suavidad para datos suaves 3D sin fuerza siguen abiertas dentro de esa clase, no como equivalencia para todas las soluciones distribucionales. Véase también: Premio del Milenio

Septiembre de 2026: OpenAI anuncia explosión 3D con fuerza suave (Clay C/D); Clay reconoce una aparente resolución. Evaluación y premio son procesos distintos. Estado fechado y fuentes.

La regularidad global de Navier–Stokes 3D sin fuerza externa sigue abierta: la construcción forzada anunciada no la resuelve. En la discusión técnica siguiente, las preguntas pendientes de regularidad y unicidad se refieren al sistema sin fuerza externa, salvo indicación expresa de otro marco.

Una solución débil a las ecuaciones de Navier-Stokes reemplaza la EDP puntual con una formulación distributiva. Considere el sistema incompresible en $\mathbb{R}^3 \times (0,T)$:

$$\partial_t u + (u \cdot \nabla)u = -\nabla p + \nu \Delta u, \qquad \nabla \cdot u = 0.$$

Un campo vectorial libre de divergencia $u \in L^2_{\mathrm{loc}}(\mathbb{R}^3 \times [0,T))$ es una solución débil si para cada función de prueba suave, compactamente soportada y libre de divergencia $\varphi$:

$$\int_0^T \!\int_{\mathbb{R}^3} \bigl[-u \cdot \partial_t \varphi - (u \otimes u) : \nabla \varphi - \nu \, u \cdot \Delta \varphi \bigr] \, dx \, dt = \int_{\mathbb{R}^3} u_0 \cdot \varphi(x,0) \, dx.$$

La presión desaparece de esta formulación porque $\varphi$ es libre de divergencia. Todas las derivadas se han movido de $u$ a $\varphi$ mediante integración por partes. El punto es que $u$ no necesita ser clásicamente diferenciable; solo necesita ser lo bastante integrable para que estas integrales converjan.

La formulación débil no es una aproximación. Una solución clásica que satisface la EDP punto a punto también satisface la formulación débil para toda función de prueba (integrando por partes en la otra dirección). El recíproco falla: una solución débil no tiene por qué ser lo bastante suave como para satisfacer la EDP punto a punto.

Las soluciones débiles distribucionales pueden ser no únicas incluso sin fuerza externa: Buckmaster–Vicol construyeron ejemplos de energía finita fuera de la clase de Leray–Hopf. La existencia global de Leray para datos $L^2$ corresponde a la clase más restringida de Leray–Hopf, que también satisface la desigualdad de energía. La unicidad y la suavidad para datos suaves 3D sin fuerza siguen abiertas dentro de esa clase, no como equivalencia para todas las soluciones distribucionales. Véase también: Problema del Milenio de Clay

Septiembre de 2026: OpenAI anuncia explosión 3D con fuerza suave (Clay C/D); Clay reconoce una aparente resolución. Evaluación y premio son procesos distintos. Estado fechado y fuentes.

En 1934, Jean Leray hizo algo que todavía define el campo. En un único artículo de 73 páginas, demostró que las soluciones débiles a las ecuaciones 3D de Navier-Stokes existen para siempre, a partir de cualquier flujo inicial razonable. Cualquier. Siempre que la velocidad inicial no sea infinitamente energética o físicamente absurda, Leray garantiza que obtendrá una solución que durará para siempre. Esta fue la primera vez que alguien demostró un resultado de existencia global para las ecuaciones 3D y, más de noventa años después, sigue siendo el teorema de existencia incondicional más sólido que tenemos.

Su estrategia fue inteligente. Las ecuaciones reales son demasiado desagradables para resolverlas directamente debido a cómo la velocidad del fluido se retroalimenta a sí mismo (esa es la no linealidad). Entonces Leray desdibujó ligeramente las ecuaciones, como si agregara un pequeño filtro gaussiano a una imagen. Las ecuaciones borrosas son lo suficientemente sencillas como para resolverlas. Luego redujo el desenfoque a cero y demostró que las soluciones no se separan. Se asientan en algo que satisface las ecuaciones originales y claras en el sentido débil.

Pero esto es lo que Leray NO demostró. Unicidad. Su método produce al menos una solución débil, pero puede haber otras a partir del mismo flujo. No podía descartarlo. Tampoco demostró suavidad. Sus soluciones tienen energía finita y satisfacen una desigualdad energética: la fricción puede drenar energía, pero la energía no puede aparecer espontáneamente de la nada. Eso es todo. Nada más.

El propio Leray sospechaba que se podían formar singularidades. Esbozó cómo podría verse: el fluido colapsando hacia un punto, cada vez más rápido, concentrando toda su energía en una región cada vez más pequeña, como un remolino que se reduce a un punto a velocidad infinita. En 1996, Nečas, Růžička y Šverák demostraron que este colapso autosimilar exacto no puede ocurrir. La suposición de Leray sobre la forma de la posible explosión estaba equivocada. ¿Se produce alguna explosión, de alguna forma? Nadie lo sabe.

En 1951, Eberhard Hopf extendió la construcción de Leray a fluidos en contenedores limitados (no solo a todo el espacio infinito), y la clase resultante se conoció como soluciones débiles de Leray-Hopf: soluciones débiles que satisfacen la desigualdad energética. Ésta es la noción estándar. Cuando los investigadores dicen "soluciones débiles" sin más matizaciones, casi siempre quieren decir esto.

Una cosa más. Incluso dentro de las soluciones débiles de Leray-Hopf, existe una subclase más exigente llamada soluciones débiles adecuadas. Estos no sólo satisfacen la desigualdad energética a nivel mundial (la energía total no crece). También lo satisfacen localmente: la energía no puede acumularse secretamente en un rincón del fluido mientras drena desde otro. Caffarelli, Kohn y Nirenberg (CKN) demostraron su famoso resultado de regularidad parcial en 1982 específicamente para esta categoría más pequeña. No confunda los dos: CKN se aplica a soluciones débiles adecuadas, no a todas las soluciones de Leray-Hopf.

El artículo de Leray de 1934 estableció lo siguiente: para cualquier $u_0 \in L^2(\mathbb{R}^3)$ libre de divergencia, existe al menos una solución débil $u$ para las ecuaciones de Navier-Stokes en $\mathbb{R}^3 \times (0,\infty)$ que satisface:

• $u \in L^\infty(0,\infty; L^2(\mathbb{R}^3)) \cap L^2(0,\infty; \dot{H}^1(\mathbb{R}^3))$
• La desigualdad energética: $\|u(t)\|_{L^2}^2 + 2\nu \int_0^t \|\nabla u(s)\|_{L^2}^2 \, ds \leq \|u_0\|_{L^2}^2$ para a.e. $t > 0$

La construcción se produce por regularización. Reemplace la no linealidad $(u \cdot \nabla)u$ con $(u_\varepsilon \cdot \nabla)u$ donde $u_\varepsilon = J_\varepsilon * u$ es una regularización espacial. El sistema regularizado tiene soluciones globales suaves (la regularización elimina las peores interacciones no lineales). Leray obtuvo límites de energía uniformes para las soluciones regularizadas y luego extrajo una subsecuencia débilmente convergente. El límite satisface la formulación débil y la desigualdad energética.

Leray no estableció la unicidad. El argumento de la compacidad da la existencia de al menos un punto de acumulación; diferentes subsecuencias podrían converger a diferentes límites. La unicidad de las soluciones débiles de Leray-Hopf en 3D permanece abierta hasta el día de hoy.

Hopf (1951) adaptó la construcción a dominios acotados $\Omega \subset \mathbb{R}^3$ con condiciones de contorno de Dirichlet, utilizando la aproximación de Galerkin (proyección sobre subespacios de dimensión finita) en lugar de la regularización. La clase resultante, soluciones débiles que satisfacen la desigualdad energética, lleva ambos nombres: soluciones débiles de Leray-Hopf.

El teorema de Caffarelli-Kohn-Nirenberg (1982) se refiere a una clase más restrictiva: soluciones débiles adecuadas, que además satisfacen una desigualdad energética local de la forma

$$\partial_t \left(\frac{|u|^2}{2}\right) + \nabla \cdot \left(\left(\frac{|u|^2}{2} + p\right)u\right) + \nu |\nabla u|^2 \leq \nu \Delta \left(\frac{|u|^2}{2}\right)$$

en el sentido de distribuciones. CKN demostró que para cualquier solución débil adecuada, la medida parabólica unidimensional de Hausdorff del conjunto singular en el espacio-tiempo es cero. Esto significa que las singularidades, si existen, son extremadamente escasas (tienen una medida de Hausdorff parabólica unidimensional cero). Pero el teorema no dice nada sobre si las singularidades realmente ocurren, y se aplica solo a soluciones débiles adecuadas, no a todas las soluciones de Leray-Hopf.

El propio Leray consideró la posibilidad de una explosión autosimilar de la forma $u(x,t) = (T-t)^{-1/2} U(x / (T-t)^{1/2})$. Nečas, Růžička y Šverák (1996) demostraron que no existe tal explosión autosimilar para soluciones en $L^3(\mathbb{R}^3)$, y Tsai (1998) descartó ciertos escenarios de explosión asintóticamente autosimilar bajo las hipótesis correspondientes. La forma de las singularidades potenciales, si las hay, sigue siendo desconocida.

Existen soluciones débiles globales; la suavidad y la unicidad en la clase de Leray–Hopf 3D sin fuerza externa siguen siendo cuestiones centrales.

Sí, pero solo temporalmente. Las soluciones fuertes son la mejora: tienen regularidad suficiente para que las ecuaciones se cumplan casi en todas partes, no solo "en promedio". Las soluciones suaves, o clásicas, son aquellas en las que las ecuaciones se cumplen punto por punto. Para datos iniciales suaves en 3D, las soluciones fuertes existen por un tiempo corto. ¿Qué tan corto? Eso depende de cuán salvaje sea el flujo inicial. Los flujos tranquilos y suaves reciben garantías más largas. ¿Condiciones iniciales violentas y turbulentas? Microsegundos.

Y nadie puede demostrar que esas soluciones fuertes no terminen explotando.

El criterio condicional de Serrin se aplica a soluciones débiles de Leray–Hopf: su condición de integrabilidad implica suavidad. La unicidad débil-fuerte significa que toda solución de Leray–Hopf con los mismos datos coincide con la solución fuerte durante su intervalo de existencia. No implica unicidad entre todas las soluciones distribucionales.

Este es un resultado condicional. SI la solución no es demasiado salvaje, ENTONCES se comporta perfectamente bien. Toda la dificultad está en demostrar el SI.

En el sistema bidimensional sin fuerza externa, las soluciones de Leray–Hopf con datos suaves son globalmente suaves y únicas. En tres dimensiones, la cota de energía por sí sola no da ese control. Véase también: dos dimensiones

Los investigadores también han encontrado otras pruebas condicionales, cada una con un ángulo de ataque distinto: "demuestra esta propiedad concreta de la solución y te doy suavidad gratis". Probar cualquiera de ellas de forma incondicional resolvería el problema de regularidad global sin fuerza externa. Nadie lo ha conseguido. Para una visión de conjunto de las distintas estrategias de prueba que se han intentado, hay una página entera dedicada a eso.

Una solución fuerte de las ecuaciones de Navier-Stokes es aquella con suficiente regularidad para que la EDP se cumpla punto a punto (c.t.p.) y el término no lineal $(u \cdot \nabla)u$ esté bien definido como función en lugar de ser meramente una distribución. Típicamente, esto significa $u \in L^\infty(0,T; H^1(\mathbb{R}^3)) \cap L^2(0,T; H^2(\mathbb{R}^3))$. Un marco relacionado pero distinto es el de Fujita-Kato (1964), que construye soluciones leves locales en espacios críticos.

La existencia local de soluciones fuertes para datos de Sobolev suficientemente regulares está bien establecida. En espacios críticos, el marco de Fujita-Kato (1964) construye soluciones leves locales mediante un argumento de punto fijo:

$$u(t) = e^{\nu t \Delta} u_0 - \int_0^t e^{\nu(t-s)\Delta} \mathbb{P} \nabla \cdot (u \otimes u)(s) \, ds,$$

donde $\mathbb{P}$ es la proyección de Leray sobre campos libres de divergencia. Esta ecuación integral tiene una solución local única por el principio de contracción en espacios funcionales adecuados. Para datos pequeños en espacios críticos ($L^3$, $\dot{H}^{1/2}$, $BMO^{-1}$), la solución es global.

La cuestión es si las soluciones fuertes para datos grandes persisten para todo tiempo. El resultado condicional clave es el de Serrin (1962): si una solución débil de Leray-Hopf satisface $u \in L^p(0,T; L^q(\mathbb{R}^3))$ con

$$\frac{2}{p} + \frac{3}{q} \leq 1, \qquad q > 3,$$

entonces $u$ es suave en $(0,T] \times \mathbb{R}^3$ y es la única solución débil de Leray-Hopf con los datos iniciales dados. Estas se llaman condiciones de Prodi-Serrin (Prodi 1959 estableció un resultado relacionado).

El punto extremo $q = 3$ ($p = \infty$) fue resuelto por Escauriaza, Seregin y Šverák (2003): si $u \in L^\infty(0,T; L^3(\mathbb{R}^3))$, entonces $u$ no explota en el tiempo $T$. Este es el extremo de la escala Prodi-Serrin y uno de los criterios de continuación más precisos conocidos.

En dos dimensiones, la cota de energía $u \in L^\infty_t L^2_x \cap L^2_t H^1_x$ combinada con la desigualdad de Ladyzhenskaya $\|f\|_{L^4}^2 \leq C\|f\|_{L^2}\|\nabla f\|_{L^2}$ (específica de 2D) da $u \in L^4_t L^4_x$, que satisface la condición de Serrin $2/4 + 2/4 = 1$ (en la versión 2D con $2/p + 2/q \leq 1$). En 3D, la cota de energía da $u \in L^{10/3}_t L^{10/3}_x$ por incrustación de Sobolev, y eso satisface $2/(10/3) + 3/(10/3) = 3/2 > 1$. La condición de Serrin falla exactamente por el margen correspondiente a la brecha de supercriticidad. Consulte Por qué Navier-Stokes es difícil para más sobre esta obstrucción estructural.

Las soluciones suaves son el estándar de oro. El campo de velocidades se comporta perfectamente en todas partes y en todos los tiempos. Sin saltos bruscos. Sin velocidades infinitas. Acércate todo lo que quieras y la solución seguirá siendo buena.

Las alternativas de existencia A/B sin fuerza externa preguntan si todo dato inicial suave admisible produce una solución suave global, en el espacio completo o en geometría periódica. Son solo parte del enunciado de Clay: C/D permiten fuerzas suaves admisibles en las construcciones de ruptura. Véase también: Problema del Premio del Milenio de Clay

Para Navier–Stokes 3D sin fuerza externa, no se ha establecido ni regularidad global para todos los datos suaves admisibles ni un ejemplo de explosión con esos datos. La construcción forzada C/D anunciada no responde a esa pregunta pendiente.

¿A corto plazo? Bien. Para datos iniciales suaves, las ecuaciones producen una solución suave durante un período de tiempo. El fluido empieza a moverse, las matemáticas funcionan, todo está limpio. ¿Pero qué pasa después? ¿La solución permanece suave para siempre o llega a un punto en el que la velocidad se dispara hasta el infinito?

Suave $\Rightarrow$ fuerte $\Rightarrow$ débil, pero la unicidad tiene un alcance restringido: una solución suave es la única solución débil de Leray–Hopf con los mismos datos mientras existe. La regularidad global identificaría esas soluciones dentro de la clase de Leray–Hopf, no todas las soluciones distribucionales. Esta es la cuestión de regularidad sin fuerza, no todo el problema de Clay ni la garantía de otro premio.

Clay pide demostrar una de cuatro alternativas, no las cuatro: (A) existencia global suave sin fuerza externa en R³; (B) existencia global suave sin fuerza externa en el toro periódico T³; (C) ruptura en R³, permitiendo fuerzas suaves admisibles; (D) ruptura periódica, permitiendo fuerzas suaves admisibles. A/B abarcan todos los datos iniciales admisibles; C/D requieren un contraejemplo admisible. La ruptura forzada no refuta A/B.

La alternativa A de Clay (Fefferman 2000), con $f=0$, pregunta: para cualquier $u_0 \in C^\infty(\mathbb{R}^3)$ libre de divergencia que satisfaga $|\partial^\alpha u_0(x)| \leq C_{\alpha K}(1 + |x|)^{-K}$ para todo $\alpha, K$, ¿existe $u \in C^\infty(\mathbb{R}^3 \times [0,\infty))$ y $p \in C^\infty(\mathbb{R}^3 \times [0,\infty))$ que satisfacen las ecuaciones de Navier-Stokes con $\int_{\mathbb{R}^3} |u(x,t)|^2 \, dx < C$ para todo $t \geq 0$?

Construir una ruptura sin fuerza externa consistiría en encontrar $u_0$ en la clase anterior para el que, con $f=0$, no exista tal solución global suave de energía acotada. Sigue siendo una posibilidad de investigación, no la alternativa B de Clay.

Lo que se sabe:

• Existencia local: Para $u_0 \in H^s(\mathbb{R}^3)$, $s \geq 1/2$, existe una solución local leve/fuerte única en $[0,T^*)$ para algún $T^* > 0$ que depende de $\|u_0\|_{H^s}$, y es suave para todo tiempo positivo $t > 0$. Si $T^* < \infty$, entonces $\|u(t)\|_{H^s} \to \infty$ cuando $t \to T^*$.
• Existencia global para datos pequeños: Si $\|u_0\|_{\dot{H}^{1/2}}$ (o $\|u_0\|_{L^3}$, o $\|u_0\|_{BMO^{-1}}$) es menor que una constante universal, la solución es global y suave. Referencias clave: $\dot{H}^{1/2}$ (Fujita-Kato 1964), $BMO^{-1}$ (Koch-Tataru 2001), con resultados análogos en $L^3$ (Kato 1984).
• Unicidad débil-fuerte: Si existe una solución fuerte en $[0,T]$, entonces toda solución débil de Leray-Hopf con los mismos datos iniciales coincide con ella en $[0,T]$. Esto fue establecido por Serrin (1962) y afinado por trabajos posteriores. Significa que demostrar regularidad también resuelve la unicidad dentro de la clase de Leray-Hopf.

Suave $\Rightarrow$ fuerte $\Rightarrow$ débil, pero la unicidad tiene un alcance restringido: una solución suave es la única solución débil de Leray–Hopf con los mismos datos mientras existe. La regularidad global identificaría esas soluciones dentro de la clase de Leray–Hopf, no todas las soluciones distribucionales. Esta es la cuestión de regularidad sin fuerza, no todo el problema de Clay ni la garantía de otro premio. Véase también: problema de regularidad global sin fuerza externa

Clay pide demostrar una de cuatro alternativas, no las cuatro: (A) existencia global suave sin fuerza externa en R³; (B) existencia global suave sin fuerza externa en el toro periódico T³; (C) ruptura en R³, permitiendo fuerzas suaves admisibles; (D) ruptura periódica, permitiendo fuerzas suaves admisibles. A/B abarcan todos los datos iniciales admisibles; C/D requieren un contraejemplo admisible. La ruptura forzada no refuta A/B.

Si existen soluciones débiles y describen el fluido, ¿por qué debería importarle a alguien la suavidad?

Tres razones.

Primero, la unicidad. La física exige una respuesta. Dame el estado inicial de un fluido y podré decirte exactamente qué hace a continuación. No "aquí hay varias posibilidades, elige la que quieras". Pero las soluciones débiles no garantizan eso. Pueden surgir múltiples soluciones débiles del mismo flujo inicial sin manera de saber cuál sigue el fluido real. Las ecuaciones se convertirían en un menú en lugar de una receta. Eso no es física.

En segundo lugar, la fiabilidad numérica. Muchas simulaciones de fluidos importantes se basan en Navier-Stokes o modelos estrechamente relacionados: pronósticos meteorológicos, aerodinámica, flujo sanguíneo a través de las arterias y más. Haga la cuadrícula más fina y la simulación debería converger hacia la respuesta verdadera. ¿Sin garantía de suavidad y unicidad? Ningún teorema dice que eso suceda realmente en todos los escenarios 3D. Las simulaciones funcionan. No podemos explicar completamente por qué.

Tercero, los límites del modelo. Una singularidad señalaría el fallo de una solución globalmente suave en un modelo continuo idealizado. Que un flujo real alcance ese régimen y qué física adicional importe son preguntas distintas; la ruptura matemática por sí sola no es evidencia empírica de nueva física.

La brecha entre existencia global de Leray–Hopf y suavidad global sigue siendo central para el sistema 3D sin fuerza. Clay también permite ruptura forzada, y la evaluación del premio es distinta de estas preguntas pendientes. Véase también: ¿Por qué es tan difícil cruzar?

Véase también: estrategia de prueba

La jerarquía de soluciones para las ecuaciones 3D incompresibles de Navier-Stokes es:

$$\text{smooth} \subset \text{strong} \subset \text{Leray-Hopf weak} \subset \text{distributional weak}$$

Lo que se sabe en cada nivel:

La brecha entre existencia global de Leray–Hopf y suavidad global sigue siendo central para el sistema 3D sin fuerza. Clay también permite ruptura forzada, y la evaluación del premio es distinta de estas preguntas pendientes. La dificultad central: la desigualdad energética proporciona $u \in L^\infty_t L^2_x \cap L^2_t \dot{H}^1_x$, que es una media derivada por debajo de la escala crítica $\dot{H}^{1/2}$. Cerrar esta brecha de supercriticidad equivale a demostrar la regularidad global.

La unicidad débil-fuerte identifica las soluciones dentro de la clase de Leray–Hopf, no todas las soluciones débiles distribucionales. Más precisamente: si para $u_0 \in C^\infty$ dado existe una solución suave $u$ en $[0,T]$, entonces cada solución débil de Leray-Hopf con los mismos datos es igual a $u$ en $[0,T]$. Entonces, la suavidad global $\Rightarrow$ unicidad global dentro de la clase Leray-Hopf.

Por el contrario, la no unicidad de las soluciones débiles de Leray-Hopf para datos iniciales suaves admisibles implicaría que las soluciones globales suaves no pueden persistir para esa clase de datos (ya que una solución suave forzaría la unicidad). Un trabajo reciente sobre integración convexa (basado en De Lellis-Székelyhidi para Euler, ampliado por Buckmaster-Vicol 2019 para construir soluciones débiles no únicas de Navier-Stokes por debajo de la regularidad de Leray-Hopf) muestra que las soluciones débiles distributivas pueden ser altamente no únicas. Si esta no unicidad se extiende a la clase Leray-Hopf es una pregunta abierta importante con implicaciones directas para el problema de regularidad global sin fuerza externa.

Para conocer el estado actual de las estrategias de prueba que atacan esta brecha, y las razones estructurales por las que es tan resistente, consulte Por qué Navier-Stokes es Difícil.