​

<span id='centerContent'></span>

​

<span id='centerInner'></span>

<span id='tit0005'></span>

=Un método sin malla y estabilizado para la resolución de las ecuaciones lagrangianas de los fluidos newtonianos=

​

A stabilized meshless method for the solution of the lagrangian equations of newtonian fluids

​

M. Urrecha[[#aff0005|<sup>a</sup>]]<sup>, </sup> ,                             I. Romero[[#aff0005|<sup>a</sup>]]<sup>, </sup>[[#aff0010|<sup>b</sup>]]<sup>, </sup>

​

<ul><li><span id='aff0005'></span>

<sup>a</sup>ETS Ingenieros Industriales, Universidad Politécnica de Madrid, José Gutiérrez Abascal, 2, 28006 Madrid, España</li>

<li><span id='aff0010'></span>

<sup>b</sup>IMDEA Materiales, Eric Kandel 2, Tecnogetafe, Madrid 28906, España</li>

</ul>

​

Under a Creative Commons [http://creativecommons.org/licenses/by-nc-nd/4.0/ license]

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<span id='ppvPlaceHolder'></span>

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<span id='refersToAndreferredToBy'></span>

<span id='referredToBy'></span>

​

<span id='authorabs00051'></span>

==Resumen==

​

<span id='spar0005'></span>

En este artículo, presentamos métodos numéricos para resolver problemas de fluidos incompresibles. Tres son los problemas que se abordan: el flujo de Stokes estacionario, el flujo de Stokes transitorio y el problema general del movimiento de los fluidos newtonianos. En los tres casos, se emplea una discretización que no requiere una malla del dominio, sino que se utilizan funciones de aproximación de la máxima entropía. Además, para garantizar la robustez de la solución, se emplea una técnica de estabilización. El problema más general, el del movimiento de fluidos newtonianos, se formula de forma lagrangiana y, con los resultados presentados, se comprueba que el uso de métodos sin malla estabilizados puede ser una alternativa competitiva a otras técnicas que se emplean en la actualidad.

​

<span id='authorabs00102'></span>

==Abstract==

​

<span id='spar0010'></span>

In this article we present numerical methods for the approximation of incompressible flows. We have addressed three problems: the stationary Stokes’ problem, the transient Stokes’ problem, and the general motion of newtonian fluids. In the three cases a discretization is employed that does not require a mesh of the domain but uses maximum entropy approximation functions. To guarantee the robustness of the solution a stabilization technique is employed. The most general problem, that of the motion of newtonian fluids, is formulated in lagrangian form. The results presented verify that stabilized meshless methods can be a competitive alternative to other approached currently in use.

​

<span id='kwd_1'></span>

==Palabras clave==

​

Métodos sin malla ;                             Estabilización ;                             Fluidos lagrangianos

​

<span id='kwd_2'></span>

==Keywords==

​

Meshless methods ;                             Stabilization ;                             Lagrangian fluids

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<span id='embeddedPDF'></span>

​

<span id='SD_BA1P'></span>

​

<span id='sec0005'></span>

==1. Introducción==

​

<span id='p0005'></span>

En la actualidad, existe un interés creciente en la descripción lagrangiana de fluidos y su posterior aproximación numérica. Los motivos primordiales de este renovado interés se deben a la inherente facilidad de este tipo de formulaciones para describir superficies libres de fluidos y su interacción con sólidos y estructuras, ya sean rígidos o deformables [[#bib0005|[1]]] , [[#bib0010|[2]]]  and [[#bib0015|[3]]] .      

​

<span id='p0010'></span>

Aunque las ecuaciones lagrangianas de la mecánica de fluidos son las mismas que las de la mecánica de sólidos (con las modificaciones constitutivas correspondientes) y, por tanto, bien conocidas, sin duda es más sencillo resolver los flujos a partir de su descripción euleriana. La razón última de esta complejidad es que las partículas fluidas experimentan desplazamientos muy grandes, en la mayoría de los problemas de interés, que son difíciles de estimar con cualquier método numérico que emplee una malla fija a las partículas del cuerpo. Una dificultad añadida de los métodos lagrangianos es la imposición de ciertas condiciones de contorno, como la de los flujos entrantes o salientes de material en un volumen de control.

​

<span id='p0015'></span>

Al referirnos al método de los elementos finitos, acaso la técnica de aproximación numérica más versátil de las empleadas en ingeniería mecánica, las ecuaciones lagrangianas de los fluidos se pueden aproximar sin dificultad aparente [[#bib0020|[4]]] , pero como ya se ha indicado, su resolución requiere una actualización periódica de la conectividad en la malla, o incluso la modificación del conjunto nodal. La única dificultad añadida que puede aparecer es el tratamiento numérico de la condición de incompresibilidad, cuando se desee imponer esta condición.      

​

<span id='p0020'></span>

Dado que la distorsión de la malla es un aspecto que limita las formulaciones basadas en elementos finitos, una posible alternativa es utilizar métodos sin malla. Existe una gran variedad de métodos de este tipo [[#bib0025|[5]]] , algunos de ellos basados directamente en la resolución del movimiento de las partículas (por ejemplo, el método SPH) y otros basados en las formulaciones de Galerkin con espacios de interpolación que no necesitan una malla.      

​

<span id='p0025'></span>

En este trabajo, presentamos una formulación de Galerkin con funciones de interpolación del tipo LME (Local-Max-Entropy) [[#bib0030|[6]]] , que no requieren la definición de una malla. Con ellas, la resolución numérica de las ecuaciones de los fluidos viscosos es posible, aun dentro de un marco lagrangiano, si se tratan adecuadamente los problemas asociados a la incompresibilidad. Para evitar los problemas derivados de esta restricción, empleemos una formulación estabilizada, en concreto la propuesta por Douglas y Wang [[#bib0035|[7]]]  para el problema de Stokes. Este tipo de estabilización garantiza, incluso para aproximaciones no polinómicas, la coercividad del operador de Stokes y permite formular algoritmos de integración temporal incondicionalmente estables cuando son aplicados al problema de Stokes transitorio. Este problema es de interés en sí mismo, pero en este artículo lo estudiamos porque sus ecuaciones son exactamente las mismas que las de los fluidos lagrangianos, si el dominio de integración se actualiza con la deformación. A partir de la formulación estable del problema lineal transitorio de Stokes, propondremos una formulación para el problema no lineal y demostraremos su estabilidad.      

​

<span id='p0030'></span>

El artículo se estructura del modo siguiente. En el apartado [[#sec0010|2]] , se resumen las ecuaciones de la mecánica de fluidos en forma lagrangiana. Después, en los apartados [[#sec0015|3]]  and [[#sec0020|4]]  y [[#sec0025|5]]  se presenta un marco general para abordar, respectivamente, el problema de Stokes, el problema de Stokes transitorio y las ecuaciones de los fluidos newtonianos. En el apartado [[#sec0030|6]]  se describen las funciones de aproximación utilizadas y en el apartado [[#sec0035|7]]  los resultados de la validación y los ejemplos. El artículo concluye con un resumen de los resultados principales en el apartado [[#sec0065|8]] .      

​

<span id='sec0010'></span>

==2. Las ecuaciones de la mecánica de fluidos newtonianos==

​

<span id='p0035'></span>

Como cualquier otro medio continuo, el movimiento de un cuerpo fluido se describe mediante una deformación <math display="inline">\varphi :B_o\times [0,T]\rightarrow \mathbb{R}^3</math> , siendo <math display="inline">B_o</math>  la configuración de referencia del mismo y [0, ''T'' ] el intervalo en que se quiere estudiar el movimiento. Si la densidad del fluido en esta configuración es ''ρ  ''  y <math display="inline">V=\dot{\varphi }</math>  es la velocidad material (donde la notación <math display="inline">\dot{()}</math>  indica la derivada temporal material), y el cuerpo es incompresible, entonces las ecuaciones que gobiernan este problema son:

​

<span id='eq0005'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

2\mu \mbox{   }\nabla \cdot (\nabla ^sv)-\nabla p+f & =\rho \mbox{   }a\quad \\

\nabla \cdot v & =0\quad \\

 & 

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 1)

|}

​

que deben cumplir en todo punto <math display="inline">x\in B_t=\varphi _t(B_o)</math> . El símbolo ''μ''  indica la viscosidad dinámica del fluido; ''p''  representa el campo de presiones; '''''f'''''  es el vector de fuerzas por unidad de volumen; <math display="inline">v=V\circ \varphi ^{-1}</math>  es la velocidad espacial; <math display="inline">a=\dot{V}\circ \varphi ^{-1}</math>  es la aceleración espacial, y ∇, ∇· son los operadores gradiente y divergencia espacial, respectivamente, y (·)<sup>''s''</sup>  indica la parte simétrica del operador. La primera de estas ecuaciones expresa el equilibrio de fuerzas y la segunda, la condición de incompresibilidad. Para finalizar la definición del problema han de añadirse condiciones iniciales y de contorno, como por ejemplo:

​

<span id='eq0010'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

v(x,0)=v_o(x) & x\in B_t,\\

v(x,t)=0 & x\in \partial B_t.\\

​

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 2)

|}

​

<span id='p0040'></span>

Las ecuaciones diferenciales [[#eq0005|(1)]]  están planteadas con campos y operadores que son funciones de los puntos en la configuración deformada <math display="inline">B_t</math>  y, por tanto, se dice que es un planteamiento ''espacial''  o ''euleriano''  del problema. La formulación ''material''  o ''lagrangiana'' , en que los campos y los operadores diferenciales están expresados en función de las partículas de la configuración de referencia, se emplea muy poco para describir fluidos, pero es completamente equivalente. La transformación entre ambas formulaciones se obtiene, de forma estándar, empujando hacia delante o tirando hacia atrás los campos y los operadores diferenciales de las ecuaciones (por ejemplo,  [[#bib0040|[8]]]  para una descripción detallada de estas operaciones y [[#bib0010|[2]]]  para su aplicación a las ecuaciones de los fluidos).[[#fn0005|<sup>1</sup>]]

​

<span id='p0045'></span>

En este trabajo, estamos interesados en formular métodos numéricos que resuelvan las ecuaciones lagrangianas de la mecánica de fluidos newtonianos pues, una vez resueltas, obtendremos por definición, la posición, la velocidad y la presión de cada partícula, identificadas todas ellas por su posición en la configuración de referencia. Antes de formular un método numérico para este problema, en las secciones [[#sec0015|3]]  y [[#sec0020|4]]  estudiamos aproximaciones numéricas para la formulación euleriana de dos problemas más sencillos, a saber, el flujo estacionario y transitorio de Stokes.      

​

<span id='sec0015'></span>

==3. Un método numérico para el problema de Stokes==

​

<span id='p0050'></span>

El movimiento de los fluidos newtonianos muy viscosos (o con número de Reynolds muy pequeño) se describe habitualmente mediante las ecuaciones de Stokes. En ellas, y dado un dominio <math display="inline">\Omega \subset \mathbb{R}^N</math>  (con ''N''  = 2 o 3), el objeto es encontrar un campo de velocidades <math display="inline">v\in V=(H_o^1(\Omega ))^N</math>  y un campo de presiones <math display="inline">p\in Q=L^2(\Omega )/\mathbb{R}</math>  tales que:

​

<span id='eq0015'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{c}

-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv+\nabla p=f,\\

\nabla \cdot v=0,

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 3)

|}

​

en todo punto de Ω, con <math display="inline">v=0</math>  en ∂Ω. Existen otras posibles condiciones de contorno pero, por simplicidad, solo mencionamos las anteriores. Con relación a la discusión al final de la sección [[#sec0010|2]] , las ecuaciones [[#eq0015|(3)]]  del flujo de Stokes son eulerianas.      

​

<span id='p0055'></span>

A continuación, describimos la forma débil de este problema de contorno a partir de una forma bilineal <math display="inline">a:V\times V\rightarrow \mathbb{R}</math>  y una segunda forma bilineal <math display="inline">b:V\times Q\rightarrow \mathbb{R}</math>  definidas, respectivamente

​

<span id='eq0020'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>a(v,w)=\int _{\Omega }2\mu \nabla ^sv\cdot \nabla ^sw\quad d\Omega ,\quad b(v,q)=-\int _{\Omega }\nabla \cdot v\mbox{   }q\quad d\Omega .</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 4)

|}

​

La solución <math display="inline">(v,p)\in V\times Q</math>  del problema de Stokes ha de satisfacer

​

<span id='eq0025'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

a(v,w)+b(w,p)=(f,w) & \\

b(v,q)=0, & 

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 5)

|}

​

siendo (· , ·) el producto escalar en ''L''<sup>2</sup> (Ω).      

​

<span id='p0060'></span>

En este trabajo, nos centramos en métodos numéricos de tipo Galerkin. Su uso para resolver el problema de Stokes no es trivial porque, como es bien sabido, la aproximación de las ecuaciones [[#eq0025|(5)]]  requiere espacios de interpolación distintos para el campo de las velocidades y para el de las presiones, de tal manera que se cumpla la condición ''inf-sup''[[#bib0045|[9]]] .      

​

<span id='p0065'></span>

Supongamos que construimos un espacio de funciones de dimensión finita <math display="inline">M^h\subset H_o^1(\Omega )\cap L^2(\Omega )/\mathbb{R}</math> . Este espacio puede construirse a partir de una triangulación de Ω, como en el caso del método de los elementos finitos, pero estamos más interesados en espacios generados sin necesidad de construir una malla, como veremos más adelante. A partir de <math display="inline">M^h</math>  podemos definir los espacios de velocidades y de presiones como <math display="inline">V^h=(M^h)^N</math>  y <math display="inline">Q^h=M^h</math> .      

​

<span id='p0070'></span>

Para garantizar un método estable que permita resolver el problema de Stokes de forma robusta, se puede emplear un método de Galerkin estabilizado [[#bib0050|[10]]]  and [[#bib0055|[11]]] . De entre los métodos de este tipo que existen en la literatura, el de Douglas y Wang [[#bib0035|[7]]]  propone encontrar <math display="inline">(v^h,p^h)\in V^h\times Q^h</math>  que satisfagan

​

<span id='eq0030'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{l}\displaystyle a(v^h,w^h)+b(w^h,p^h)+(\tau (-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv^h+\nabla p^h-f)\\\displaystyle -2\mu \nabla \cdot \nabla ^sw^h)=(f,w^h)-b(v^h,q^h)+(\tau (-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv^h+\nabla p^h-f)\\\displaystyle \nabla q^h)=0,\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 6)

|}

​

para todo <math display="inline">(w^h,q^h)\in V^h\times Q^h</math> , <math display="inline">\tau =\frac{\alpha }{\mu }h^2</math> , siendo ''h''  una cierta medida local del tamaño de la discretización. En estas expresiones, los productos escalares añadidos a la forma estándar de Galerkin en cada una de las ecuaciones se anulan cuando se evalúan para la solución exacta, de modo que no modifican la consistencia del método. En las formulaciones de elementos finitos, los espacios de solución no tienen suficiente diferenciabilidad para permitir la evaluación en todo punto de los operadores laplacianos, pero en este caso puede demostrarse que basta con evaluar estos productos escalares en el interior de los elementos.      

​

<span id='p0075'></span>

La formulación [[#eq0030|(6)]]  tiene la propiedad de ser incondicionalmente estable para todo valor del parámetro adimensional ''α''  > 0, que suponemos, a partir de ahora, igual a 1. Esto no ocurre así con otros métodos estabilizados cuya estabilización depende esencialmente del valor de este parámetro, valor que se puede estimar para la aproximación de elementos finitos, pero no para otras más generales como las que estudiamos en este trabajo (véase, por ejemplo, el análisis que se presenta en [[#bib0055|[11]]] ).      

​

<span id='sec0020'></span>

==4. Integración temporal del problema transitorio de Stokes==

​

<span id='p0080'></span>

A continuación, consideramos el problema transitorio de Stokes en un intervalo de tiempo ''t''  ∈ [0, ''T'' ]. Para ello, indicamos la densidad del fluido incompresible con el símbolo ''ρ  '' . Dado un campo de velocidad inicial <math display="inline">v_o</math> , que ha de ser solenoidal, la velocidad y la presión del problema transitorio son <math display="inline">v(t)\times p(t)\in V\times Q</math> , que satisfacen

​

<span id='eq0035'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

\rho \quad \partial _tv-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv+\nabla p & =f,\\

\nabla \cdot v & =0,

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 7)

|}

​

en todo el dominio Ω, donde la notación <math display="inline">\partial _tv</math>  indica la derivada parcial con respecto al tiempo de la velocidad <math display="inline">v</math> , es decir, la derivada temporal espacial. El problema inicial se completa con las condiciones iniciales y de contorno

​

<span id='eq0040'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>v(x,0)=v_o(x),\quad x\in \Omega \quad \quad v(x,t)=0,\quad x\in \partial \Omega .</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 8)

|}

​

Asociado a este problema, podemos definir la formulación variacional: hallar <math display="inline">v(\cdot ,t)\times p(\cdot ,t)\in V\times Q</math>  tal que:

​

<span id='eq0045'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

(\rho \quad \partial _tv,w)+a(v,w)+b(w,p) & =(f,w)\\

b(v,q) & =0\quad 

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 9)

|}

​

para todo <math display="inline">(w,q)\in V\times Q</math> . Como en el caso del problema de Stokes estacionario, las ecuaciones [[#eq0035|(7)]]  tienen una formulación euleriana y los métodos numéricos que presentamos a continuación son también eulerianos.      

​

<span id='p0085'></span>

Para aproximar la solución del problema [[#eq0045|(9)]] , este se debe discretizar en el espacio y en el tiempo. La aproximación descrita en la sección [[#sec0015|3]]  se puede utilizar para la proyección espacial, mientras que para la temporal se propone el uso de una integración de Euler hacia atrás (''Backward Euler'' ). Para ello, suponemos que el intervalo de integración [0, ''T'' ] se puede subdividir en intervalos [''t''<sub>''n''</sub> , ''t''<sub>''n'' +1                            </sub> ] y se define Δ''t''<sub>''n''</sub>  = ''t''<sub>''n'' +1                            </sub>  − ''t''<sub>''n''</sub> . Si la solución en el instante ''t''<sub>''n''</sub>  se indica como <math display="inline">(v_n^h,p_n^h)</math> , entonces la solución en el instante ''t''<sub>''n'' +1                            </sub>  = ''t''<sub>''n''</sub>  + Δ''t''<sub>''n''</sub>  se ha de obtener resolviendo

​

<span id='eq0050'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{l}\displaystyle (\rho \frac{v_{n+1}^h-v_n^h}{\Delta t_n},w^h)+a(v_{n+1}^h,w^h)+b(w^h\\\displaystyle p_{n+1}^h)+(\tau (-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv_{n+1}^h+\nabla p_{n+1}^h-f_{n+1})\\\displaystyle -2\mu \nabla \cdot \nabla ^sw^h)=(f_{n+1},w^h)-b(v_{n+1}^h\\\displaystyle q^h)+(\tau (-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv_{n+1}^h+\nabla p_{n+1}^h-f_{n+1}),\nabla q^h)=0,\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 10)

|}

​

para todo <math display="inline">(w^h,q^h)\in V^h\times Q</math> . El parámetro de estabilización se define, para el problema transitorio,

​

<span id='eq0055'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\tau =\left(\left(\frac{2}{\Delta t_n}\right)^2+\left(\frac{\mu }{\rho h^2}\right)^2\right)^{-1/2}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 11)

|}

​

siguiendo, por ejemplo, el análisis de [[#bib0060|[12]]] .      

​

<span id='p0090'></span>

Aunque el método de integración [[#eq0050|(10)]]  es únicamente de primer orden, tiene la ventaja de que, como se puede comprobar fácilmente, la energía cinética de la solución discreta es monótona decreciente cuando '''''f'''''  = '''0''' , lo cual implica la estabilidad de la velocidad en todo instante. Para demostrar esta afirmación, basta con seleccionar <math display="inline">w^h=v_{n+1}^h</math>  y <math display="inline">q^h=p_{n+1}^h</math>  en la ecuación [[#eq0050|(10)]] , que resulta, una vez simplificada,

​

<span id='eq0060'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{l}\displaystyle (\rho \frac{v_{n+1}^h-v_n^h}{\Delta t_n},v_{n+1}^h)+a(v_{n+1}^h\\\displaystyle v_{n+1}^h)+\parallel \tau ^{1/2}(-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv_{n+1}^h+\nabla p_{n+1}^h)\parallel ^2=0\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 12)

|}

​

Como el primer término se puede reescribir de la siguiente manera,

​

<span id='eq0065'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{l}\displaystyle (\rho \frac{v_{n+1}^h-v_n^h}{\Delta t_n}\\\displaystyle v_{n+1}^h)=\frac{\rho }{2}\parallel v_{n+1}^h\parallel ^2-\frac{\rho }{2}\parallel v_n^h\parallel ^2+\frac{\rho }{2}\parallel v_{n+1}^h-v_n^h\parallel ^2,\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 13)

|}

​

la ecuación [[#eq0060|(12)]]  es equivalente a

​

<span id='eq0070'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{l}\displaystyle \frac{\rho }{2}\parallel v_{n+1}^h\parallel ^2-\frac{\rho }{2}\parallel v_n^h\parallel ^2=-a(v_{n+1}^h\\\displaystyle v_{n+1}^h)-\parallel \tau ^{1/2}(-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv_{n+1}^h+\nabla p_{n+1}^h)\parallel ^2-\frac{\rho }{2}\parallel v_{n+1}^h-\\\displaystyle -v_n^h\parallel .\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 14)

|}

​

Como todos los términos del lado derecho de la igualdad son no positivos, queda demostrado que la norma de la velocidad ha de ser decreciente.      

​

<span id='sec0025'></span>

==5. El problema transitorio de Stokes en la configuración actualizada==

​

<span id='p0095'></span>

Supongamos un fluido incompresible cuyo movimiento está gobernado por las ecs.[[#eq0045|(9)]]  y cuyo campo de velocidades se emplea para actualizar el dominio de integración. El problema completo consiste en encontrar '''''φ'''''<sub>''t''</sub>  tal que:

​

<span id='eq0075'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

v & =\dot{\varphi _t}\circ \varphi _t^{-1}\\

\rho \quad \partial _tv-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv+\nabla p & =f,

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 15)

|}

​

en todos los puntos de <math display="inline">B_t=\varphi _t(B_o)</math> . La forma débil de este problema consiste en hallar '''''φ'''''<sub>''t''</sub>  y ''p''  tales que:

​

<span id='eq0080'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

(\rho \quad \partial _tv,w)_t+a_t(v,w)+b_t(w,p) & =(f,w)\\

b_t(v,q) & =0,

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 16)

|}

​

con las formas bilineales

​

<span id='eq0085'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

a_t(v,w) & =\int _{B_t}2\mu \nabla ^sv\cdot \nabla ^sw\quad dV\\

b_t(v,p) & =-\int _{B_t}\nabla \cdot v\mbox{   }p\quad dV\\

(f,w)_t & =\int _{B_t}f\cdot w\quad dV.

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 17)

|}

​

Comparando la ecs.[[#eq0080|(16)]]  con las del problema de los fluidos lagrangianos (ecs.[[#eq0005|(1)]] ) se comprueba que son idénticas. Además, formalmente son iguales a las del problema transitorio de Stokes (ecs.[[#eq0045|(9)]] ), y solo se diferencian de estas últimas en que los dominios de integración cambian en la formulación general y son fijos en el problema de Stokes.      

​

<span id='p0100'></span>

La diferencia en los dominios de integración de las ecuaciones [[#eq0045|(9)]]  y [[#eq0080|(16)]]  hace que estas últimas sean no lineales con lo cual su resolución es más compleja. A tal efecto, se puede volver a emplear un método de Galerkin estabilizado que discretice las ecuaciones en el espacio y una integración de Euler en el tiempo. Puesto que el objeto es formular un método lagrangiano, la velocidad espacial <math display="inline">v</math>  ha de obtenerse a partir de la relación <math display="inline">v=V\circ \varphi _t^{-1}</math> , siendo <math display="inline">V=\dot{\varphi }_t</math>  la velocidad material. Del mismo modo, el campo de presiones que aparece en las ecuaciones ha de calcularse a partir del campo de presiones materiales ''P  ''  de tal manera que <math display="inline">p=P\circ \varphi _t^{-1}</math> .      

​

<span id='p0105'></span>

Definiendo subespacios de funciones con dimensión finita <math display="inline">V^h</math>  y <math display="inline">Q^h</math> , como en la sección [[#sec0020|4]] , el método numérico que se propone consiste en encontrar <math display="inline">(\varphi _n^h,P_n^h)\in V^h\times Q^h</math> , aproximaciones a la deformación y a la presión en el instante ''t''<sub>''n''</sub>  tales que:

​

<span id='eq0090'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{cc}

\frac{\varphi _{n+1}^h-\varphi _n^h}{\Delta t_n} & =V_{n+1}^h\\

\left(\rho \frac{v_{n+1}-v_n}{\Delta t_n},w\right)_t+a_t(v_{n+1},w)+b_t(w,p_{n+1})+(\tau (-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv_{n+1}+\nabla p_{n+1}-f_{n+1}),-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sw)_t & =(f_{n+1},w)_t\\

-b_t(v_{n+1},q)+(\tau (-2\mu \nabla \cdot \nabla ^sv_{n+1}+\nabla p_{n+1}-f_{n+1}),\nabla q)_t & =0,

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 18)

|}

​

para todo <math display="inline">(w^h,q^h)\in V^h\times Q^h</math> , siendo

​

<span id='eq0095'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{ccc}

v_{n+1} & =V_{n+1}^h\circ (\varphi _{n+1}^h)^{-1}\quad \quad w & =W^h\circ (\varphi _{n+1}^h)^{-1},\\

p_{n+1} & =P_{n+1}^h\circ (\varphi _{n+1}^h)^{-1}\quad \quad q & =Q^h\circ (\varphi _{n+1}^h)^{-1},

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 19)

|}

​

y con las correspondientes condiciones iniciales y de contorno. Nótese que, en lugar de las ecs.[[#eq0090|(18)]]  y [[#eq0095|(19)]] , se podría haber reformulado todo el problema en función de las cantidades materiales <math display="inline">\varphi _n^h</math>  y <math display="inline">P_n^h</math> , con sus consiguientes variaciones. Esta alternativa da lugar a un sistema de ecuaciones completamente equivalente al descrito anteriormente, aunque es difícil reconocer en este la relación con el problema de Stokes, relación que resulta evidente cuando se escribe como en la ec.[[#eq0080|(16)]] .      

​

<span id='p0110'></span>

Cabe destacar que, una vez resuelto el problema para cada partícula '''''X'''''  e instante ''t''<sub>''n''</sub> , se conoce su deformación '''''φ'''''<sub>''n''</sub> ('''''X''''' ), su velocidad '''''V'''''<sub>''n''</sub> ('''''X''''' ) y su presión ''P''<sub>''n''</sub> ('''''X''''' ). A partir de la primera, por ejemplo, se pueden describir las trayectorias en el fluido sin realizar ninguna integración adicional.      

​

<span id='p0115'></span>

La formulación propuesta hereda de la formulación lineal la estabilidad de la velocidad, en el sentido de que la energía cinética de la solución decrece monótonamente cuando no existen fuerzas externas sobre el fluido.

​

<span id='sec0030'></span>

==6. Aproximación con un método sin malla==

​

<span id='p0120'></span>

Los resultados de las secciones anteriores son generales, puesto que no se especifican los espacios de Galerkin que se emplean para la proyección espacial de las incógnitas en los diferentes problemas planteados. En particular, una opción sería emplear espacios de elementos finitos. Sin embargo, en los problemas de fluidos lagrangianos, la deformación es tan grande que la malla tendría que actualizarse muy a menudo.

​

<span id='p0125'></span>

En este trabajo, hemos decidido emplear métodos de Galerkin con aproximaciones que no requieren definir una malla. Aunque lo que presentamos a continuación podría definirse con otros métodos de aproximación, hemos optado por los espacios definidos con funciones de máxima entropía locales, o de ''max-ent''[[#bib0030|[6]]]  and [[#bib0065|[13]]] . Estas funciones aproximan la información de los nodos de una discretización a los puntos de cuadratura, donde se evalúan todas las integrales de la forma débil del problema. Esta aproximación se realiza de la forma más imparcial posible, es decir, maximizando la entropía de la información y concentrando las funciones alrededor de los nodos.      

​

<span id='p0130'></span>

Para resumir el cálculo de las funciones de ''max-ent  '' , supongamos que en un dominio <math display="inline">\Omega \subset \mathbb{R}^N</math>  se definen ''M''  puntos distintos de coordenadas '''''x'''''<sub>''a''</sub> , ''a''  = 1, …, ''M''  cuyo cierre convexo ''C  ''  aproxima Ω. Asociada a cada uno de esos puntos, se define una función de aproximación <math display="inline">N^a:C\rightarrow \mathbb{R}</math> , de tal manera que, en un punto cualquiera '''''q'''''  ∈ ''C'' , el valor de esta se obtiene resolviendo el siguiente problema de optimización: dado ''β''  > 0, minimizar

​

<span id='eq0100'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\begin{array}{c}

\beta \sum_aN^a(q)\vert q-x_a\vert ^2+\sum_aN^a(q)logN^a(q)\\

tal\mbox{   }que\quad N^a(q)\geq 0,\quad \sum_aN^a(q)=1,\quad \sum_aN^a(q)\quad x_a=q.

\end{array}</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 20)

|}

​

<span id='p0135'></span>

Estas funciones tienen algunas propiedades que las hacen muy interesantes para aproximar la solución en problemas numéricos: son infinitamente diferenciables, positivas, y satisfacen débilmente la propiedad de la delta de Kronecker, es decir, el valor en puntos del contorno de ''C''  solo depende de los puntos '''''x'''''<sub>''a''</sub>  ∈ ∂''C'' . La primera propiedad facilita la formulación de métodos estabilizados, pues las derivadas de alto orden que se emplean véase, por ejemplo,  [[#eq0030|(6)]]  – se pueden calcular globalmente. La última de las propiedades facilita la imposición de condiciones de contorno, una cuestión que suele ser complicada para otros métodos sin malla. En la [[#fig0005|figura 1]] , se pueden observar tres funciones del tipo descrito en un dominio cuadrado.      

​

<span id='figure_fig0005'></span>

​

<span id='fig0005'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr1.jpg|center|358px|Tres funciones locales de máxima entropía para una distribución regular de ...]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 1.

​

<span id='spar0015'></span>

Tres funciones locales de máxima entropía para una distribución regular de puntos en el dominio [− 5, 5]<sup>2</sup>  y con ''β''  = 100, 150 y 200.                  

​

</span>

|}

​

<span id='p0140'></span>

Una vez definidas las funciones de aproximación, todas las integrales que aparecen en la definición de las formas débiles en los tres problemas descritos en las secciones 2 a 4 se aproximan mediante una cuadratura numérica. Para ello, es necesario definir ''K  ''  puntos de cuadratura <math display="inline">\lbrace q_k\rbrace _{k=1}^K</math> , con sus correspondientes pesos <math display="inline">\lbrace W_k\rbrace _{k=1}^K</math> , de tal manera que toda integral se calcula numéricamente como:

​

<span id='eq0105'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\int _{\Omega }f(x)\quad dV\approx \sum_{k=1}^Kf(q_k)W_k.</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 21)

|}

​

<span id='p0145'></span>

Para el problema estacionario de Stokes de la sección [[#sec0015|3]]  y el problema transitorio de la sección [[#sec0020|4]] , el método numérico propuesto necesita que, como paso inicial, se definan los nodos '''''x'''''<sub>''a''</sub>  ∈ Ω y los puntos de cuadratura '''''q'''''<sub>''k''</sub>  ∈ ''C'' . Después, todas las integrales de la forma variacional se pueden evaluar una vez conocido el valor de las funciones de aproximación en cada uno de los puntos de cuadratura. La selección óptima de puntos de cuadratura y sus pesos asociados son un problema que no está resuelto todavía  [[#bib0030|[6]]] . En las simulaciones presentadas en el apartado [[#sec0035|7]]  estos puntos se han escogido realizando una teselación sobre la configuración de referencia y utilizando reglas de cuadratura estándar para mallas de elementos finitos. Es importante indicar que el único propósito de estas mallas es la definición inicial de los puntos de cuadratura; una vez generados, la malla es eliminada.      

​

<span id='p0150'></span>

En el problema no lineal de la sección [[#sec0025|5]] , el paso inicial es igual al de los otros dos métodos, y es necesario definir tanto los nodos como los puntos de cuadratura y sus pesos. A diferencia de los otros dos problemas, en que el dominio de integración era fijo, en este problema no lineal la posición de los nodos cambia con la deformación y los puntos de integración se ven arrastrados por el movimiento de los primeros.      

​

<span id='sec0035'></span>

==7. Validación y simulaciones numéricas==

​

<span id='p0155'></span>

En esta sección, se muestra cómo los métodos de los apartados [[#sec0010|2]]  y [[#sec0020|4]] , cuando se emplean funciones de aproximación de ''max-ent'' , resultan métodos numéricos con las propiedades identificadas, y se presentan algunos ejemplos de simulación complejos que revelan la capacidad de estos métodos para aproximar la solución de problemas con superficies libres.      

​

<span id='sec0040'></span>

===7.1. El problema de Stokes===

​

<span id='p0160'></span>

En primer lugar, se muestran resultados numéricos para el problema estacionario de Stokes. La mayor dificultad de este problema, como es bien sabido, es debido a la restricción de incompresibilidad del fluido, que puede manifestarse en forma de pérdida de estabilidad, especialmente cuando los espacios de aproximación de la velocidad y la presión son iguales. La estabilización empleada permite definir un método estable cuyos resultados comparamos, en primer lugar, con el problema plano de una cavidad cuadrada con la velocidad impuesta en todos sus bordes [[#bib0070|[14]]] . La geometría del mismo se ilustra en la [[#fig0010|figura 2]] . En la [[#fig0015|figura 3]]  se muestran los resultados de la velocidad y la presión en dos cortes del dominio de solución, y estas se comparan con los resultados de la literatura [[#bib0075|[15]]] , lo cual permite apreciar que la aproximación con el método propuesto es buena. La discrepancia en el valor de las presiones puede deberse a la técnica de suavizado aplicada en la solución referencia.      

​

<span id='figure_fig0010'></span>

​

<span id='fig0010'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr2.jpg|center|339px|Cavidad con flujo incompresible de Stokes.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 2.

​

<span id='spar0020'></span>

Cavidad con flujo incompresible de Stokes.

​

</span>

|}

​

<span id='figure_fig0015'></span>

​

<span id='fig0015'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr3.jpg|center|359px|Velocidad en el plano medio y presión en el plano a y=0.35 sobre la base del ...]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 3.

​

<span id='spar0025'></span>

Velocidad en el plano medio y presión en el plano a ''y''  = 0.35 sobre la base del ejemplo de validación.                  

​

</span>

|}

​

<span id='p0165'></span>

Para confirmar que el método propuesto es convergente, estudiamos a continuación el flujo de Stokes en el mismo dominio cuadrado con una solución conocida. La solución analítica [[#bib0080|[16]]]  se empleará para medir la norma del error, tanto en las velocidades como en las presiones. Para ello, se impone velocidad nula en las cuatro paredes del recinto y se aplica sobre el cuerpo la fuerza de volumen ''b'' ,      

​

<span id='p0170'></span>

​

<span id='eq0110'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\left\{\begin{array}{cc}

b_x & =0,\\

b_y & =120(2x-1)y^2(1-y)^2\\

 & +80x(1-x)(1-2x)(6y^2-6y+1)\\

 & +8(6x^5-15x^4+10x^3).

\end{array}\right.</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 22)

|}

​

La solución conocida tiene la expresión polinómica siguiente:

​

<span id='eq0115'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\left\{\begin{array}{cc}

v_x & =20x^2(1-x)^2y(1-y)(1-2y),\\

v_y & =-20x(1-x)(1-2x)\quad y^2(1-y)^2\\

p & =40x(1-x)(1-2x)\quad y(1-y)(1-2y)\\

 & +4(6x^5-15x^4+10x^3)(2y-1).

\end{array}\right.</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 23)

|}

​

La convergencia en el error se observa en la [[#fig0020|fig. 4]]  donde la seminorma ''H''<sup>1</sup> de la velocidad se compara con una pendiente lineal y la norma ''L''<sup>2</sup>  de la presión se compara con una pendiente cuadrática.      

​

<span id='figure_fig0020'></span>

​

<span id='fig0020'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr4.jpg|center|354px|Convergencia del error en función del espaciado.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 4.

​

<span id='spar0030'></span>

Convergencia del error en función del espaciado.

​

</span>

|}

​

<span id='sec0045'></span>

===7.2. El problema de Stokes transitorio===

​

<span id='p0175'></span>

A continuación, se estudia el problema de Stokes transitorio propuesto en [[#eq0050|(10)]] . Para ello, la cavidad mostrada en la [[#fig0010|fig. 2]]  se considera de nuevo llena de un fluido incompresible con propiedades ''μ''  = 1.0''e''<sup>−6</sup>  Pa ·s y ''ρ''  = 1.0 kg/m<sup>3</sup> . Las paredes laterales e inferior tienen condiciones de contorno de velocidad nula, y la presión es fijada a 0 en la esquina inferior izquierda. La tapa superior tiene la velocidad impuesta <math display="inline">v_x=1.0</math>  m/s desde el instante inicial hasta el instante ''t''  = 1.0 s, momento en que se libera esta condición. El fluido, al ser liberado, ha de tender a la posición de reposo en su evolución con el tiempo. En la [[#fig0025|figura 5]] , se muestra efectivamente cómo decae la energía cinética total del sistema desde el momento en que se retira la imposición de velocidad en la tapa superior y tiende asintóticamente al reposo.      

​

<span id='figure_fig0025'></span>

​

<span id='fig0025'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr5.jpg|center|366px|Energía cinética del sistema.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 5.

​

<span id='spar0035'></span>

Energía cinética del sistema.

​

</span>

|}

​

<span id='sec0050'></span>

===7.3. Los fluidos lagrangianos===

​

<span id='p0180'></span>

La tercera validación que presentamos es la de la simulación de fluidos newtonianos mediante la formulación lagrangiana descrita en la sección [[#sec0025|5]] . Para ello, se utiliza un ejemplo con soluciones conocidas en la literatura, tanto numéricas [[#bib0085|[17]]]  como experimentales [[#bib0090|[18]]] . El problema simula la rotura repentina de una presa, donde el agua inicialmente está en reposo, tal como se muestra en la [[#fig0030|figura 6]] . En el instante ''t''  = 0 s, la pared vertical de la derecha se elimina y se deja que el fluido libre se derrame.      

​

<span id='figure_fig0030'></span>

​

<span id='fig0030'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr6.jpg|center|366px|Rotura repentina de una presa.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 6.

​

<span id='spar0040'></span>

Rotura repentina de una presa.

​

</span>

|}

​

<span id='p0185'></span>

Con objeto de validar los resultados, se toma la dimensión ''a''  = 5.72 · 10<sup>−3</sup>  m. La fuerza de la gravedad ''g''  = 9.81 m/s<sup>2</sup>  actúa en la dirección negativa del eje ''y'' , y las propiedades del fluido se asumen como ''ρ''  = 10<sup>3</sup>  kg/m<sup>3</sup>  y ''μ''  = 1 Pa·s. La distancia del frente de ola (''z'' ) con respecto al eje vertical y la altura remanente de la columna de agua (''h'' ) se han medido en función del tiempo, y los resultados adimensionalizados se muestran en las figuras  [[#fig0035|7]]  y [[#fig0040|8]] , donde se aprecia una buena concordancia con respecto a las soluciones conocidas. Todas las dimensiones han sido adimensionalizadas como sigue:

​

<span id='eq0120'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>z=Z/a,\quad h=H/a,\quad t=T\sqrt{g/a}.</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 24)

|}

​

<span id='figure_fig0035'></span>

​

<span id='fig0035'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr7.jpg|center|369px|Distancia del frente de ola al eje vertical.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 7.

​

<span id='spar0045'></span>

Distancia del frente de ola al eje vertical.

​

</span>

|}

​

<span id='figure_fig0040'></span>

​

<span id='fig0040'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr8.jpg|center|372px|Altura de la columna de agua remanente.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 8.

​

<span id='spar0050'></span>

Altura de la columna de agua remanente.

​

</span>

|}

​

<span id='p0190'></span>

Por último, en la [[#fig0045|fig. 9]]  se muestra la evolución de la columna de agua para seis instantes diferentes de tiempo, donde se ha reproducido el campo de presiones.      

​

<span id='figure_fig0045'></span>

​

<span id='fig0045'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr9.jpg|center|372px|Evolución del perfil del fluido tras la rotura de la presa en seis instantes ...]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 9.

​

<span id='spar0055'></span>

Evolución del perfil del fluido tras la rotura de la presa en seis instantes diferentes. De arriba abajo, izquierda a derecha: instantes ''t''  = 0,0; 0,5; 1,0; 1,5; 2,0; 2,5 s.                  

​

</span>

|}

​

<span id='sec0055'></span>

===7.4. Llegada y retirada de una ola a la costa===

​

<span id='p0195'></span>

Finalmente, presentamos los resultados numéricos de una simulación tridimensional que muestra la llegada de una ola a la orilla y su posterior retirada. Para este ejemplo final, no disponemos de resultados analíticos para la validación de las simulaciones y lo presentamos únicamente para poder apreciar cómo el método lagrangiano planteado se puede aplicar directamente a problemas tridimensionales.

​

<span id='p0200'></span>

El cuerpo definido en la [[#fig0050|figura 10]]  está compuesto por un fluido con las propiedades siguientes: viscosidad dinámica ''μ''  = 10 Pa·s y ''ρ''  = 10<sup>3</sup>  kg/m<sup>3</sup> . El cuerpo está contenido entre cinco planos: tres planos verticales (''x''  = −50, ''z''  = 0 y ''z''  = 2.5), 1 horizontal (''y''  = 0) y uno oblicuo (−0.12''x''  + 0.99''y''  + 6 =0). La superficie libre del cuerpo ha sido inicialmente perturbada sobre la base de la ecuación siguiente      

​

<span id='figure_fig0050'></span>

​

<span id='fig0050'></span>

​

{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

|-

|

​

​

[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr10.jpg|center|357px|Configuración inicial.]]

​

​

|-

| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

​

Figura 10.

​

<span id='spar0060'></span>

Configuración inicial.

​

</span>

|}

​

<span id='p0205'></span>

​

<span id='eq0125'></span>

{| class="formulaSCP" style="width: 100%; text-align: center;" 

|-

| 

{| style="text-align: center; margin:auto;" 

|-

| <math>\eta =h+a\quad sech^2\left(\sqrt{\frac{3a}{4h^3}}x\right)</math>

|}

| style="text-align: right;" | ( 25)

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donde ''η''  es la altura de la superficie libre desde la base; ''h''  = 10 m, la altura de la superficie no perturbada; ''a''  = 5 m, la amplitud máxima de la perturbación y ''x''  el valor del punto en el eje horizontal. Las longitudes definidas en la  [[#fig0050|figura 10]]  tienen los valores ''L''<sub>1</sub>  = 100 m y ''L''<sub>2</sub>  = 132 m. El comportamiento general de la ola se detalla en los seis instantes capturados en las figuras [[#fig0055|11]]  y [[#fig0060|12]] . Se puede observar cómo la presión se mantiene estable en toda la simulación y cómo, tras liberar en el instante inicial la superficie libre con la joroba de agua a mayor altura, esta cae y genera ondas en las dos direcciones ([[#fig0055|11]] )b. Mientras la onda que impacta sobre el plano vertical produce un efecto de rebote ([[#fig0055|11]] )c, el frente de avance hacia el plano oblicuo que simula la costa provoca un desplazamiento del fluido sobre el plano ([[#fig0060|12]] )a. Finalmente, se producen movimientos acoplados debidos al retroceso del agua que ha llegado a la costa con la onda que proviene del rebote con el otro extremo ([[#fig0060|12]] b y [[#fig0060|12]] c).      

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<span id='figure_fig0055'></span>

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<span id='fig0055'></span>

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{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

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[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr11.jpg|center|368px|Evolución del problema del avance y el retroceso de la ola. De arriba abajo, ...]]

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| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

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Figura 11.

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<span id='spar0065'></span>

Evolución del problema del avance y el retroceso de la ola. De arriba abajo, instantes ''t''  = 0, 5 y 10 s.                  

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<span id='figure_fig0060'></span>

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<span id='fig0060'></span>

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{| style="text-align: center; border: 1px solid #BBB; margin: 1em auto; max-width: 100%;" 

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[[Image:draft_Content_199289781-1-s2.0-S0213131515000267-gr12.jpg|center|360px|Evolución del problema del avance y el retroceso de la ola. De arriba abajo, ...]]

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| <span style="text-align: center; font-size: 75%;">

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Figura 12.

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<span id='spar0070'></span>

Evolución del problema del avance y el retroceso de la ola. De arriba abajo, instantes ''t''  = 15, 20 y 25 s.                  

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</span>

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<span id='sec0060'></span>

===7.5. Impacto de una columna de agua===

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<span id='p0210'></span>

Por último, mostramos los resultados de una simulación tridimensional sin solución analítica o experimental con que compararla, para ilustrar la capacidad de la formulación presentada para resolver problemas complejos. En este ejemplo, una columna cilíndrica de fluido, con un eje orientado según el eje coordenado ''x''<sub>3</sub> , cae sobre un plano rígido ''x''<sub>3</sub>  = 0, impulsada por su propio peso. La columna tiene una altura de 1 m y un diámetro de 0,2 m. El fluido tiene una viscosidad dinámica ''μ''  = 10 Pa·s, una densidad ''ρ''  = 1.000 kg/m<sup>3</sup>  y está sometido a la gravedad. Inicialmente, todos los puntos de la columna están en reposo y los de su base están en contacto con el plano rígido.