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En [Rosswog 2009] tenemos las ecuaciones de la hidrodinámica en forma Lagrangiana discretizadas y en su forma mas básica. Las partículas avanzaran en el tiempo siguiendo las siguientes ecuaciones:

Para empezar, no hay necesidad de resolver la ecuación de continuidad ya que la masa de las partículas permanece fija. Podemos obtener las densidades mediante:

\rho_a = \sum_b m_b W_{ab}

La ecuación del momento queda:

\frac{d}{dt}\vec{v}_a = - \sum_b m_b (\frac{P_a}{\rho_a^2} + \frac{P_b}{\rho_b^2} + \Pi_{ab} ) \nabla_a W_{ab}

La ecuación de evolución para la energía interna específica puede escribirse como:

\frac{d}{dt} u_a = \sum_b m_b (\frac{P_a}{\rho_a^2} + \frac{1}{2}\Pi_{ab}) \vec{v}_{ab} \nabla_b W_{ab}

Rosswog las llama “vanilla ice” SPH.

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En el artículo [Rosswog 2009], Stephan Rosswog hace un repaso detallado del método SPH centrandose especialmente en sus aplicaciones en astrofísica. Repasamos el apartado que hace referencia a las ecuaciones de la hidrodinámica en forma Lagrangiana.

A diferencia de los metodos basados en malla, que son Eulerianos, es decir, métodos donde  describimos el fluido desde un punto fijo del espacio, el Smoothed Particle Hydrodynamics es totalmente Lagrangiano, por lo que describimos el fluido desde un sistema de coordenadas fijado en una particula del fluido en movimiento.

La derivada Lagrangiana o sustancial respecto del tiempo, \frac{d}{dt}, se relaciona con la derivada Euleriana respecto al tiempo, \frac{\partial}{\partial t} de la siguiente manera:

\frac{d}{dt} = \frac{dx^i}{dt} \frac{\partial}{\partial x^i} + \frac{\partial}{\partial t} = \vec{v} \cdot \nabla + \frac{\partial}{\partial t}

Aplicando esta relación a las ecuaciones en forma Euleriana, las ecuaciones de la hidrodinámica en forma Lagrangiana quedan:

  1. Ecuación de continuidad: \frac{d}{dt} \rho = - \rho \nabla \cdot \vec{v}
  2. Ecuacion del momento: \frac{d}{dt} \vec{v} = -\frac{\nabla P}{\rho} + \vec{f}
  3. Ecuación de la energía: \frac{d}{dt}u = \frac{P}{\rho^2} \frac{d}{dt} \rho = - \frac{P}{\rho} \nabla \cdot \vec{v}
  4. Ecuación de estado, que describe la termodinámica del fluido estelar: P = (\gamma -1) \cdot \rho \cdot \epsilon (ecuación del gas ideal)

La hipótesis de Rieman dice que todos los ceros no triviales de la función zeta de Riemann:

\zeta(z) = \sum_{n=1}^{\infty} \frac{1}{n^z}

tienen parte real \frac{1}{2}.

En el entretenido libro “La música de los números primos” de Marcus de Sautoy, éste comenta la posibilidad de que la teoría de números y la física estén mas estrechamente relacionadas de lo que pensamos:

Los físicos creen que la razón por la que los ceros de Riemann deben situarse todos sobre la recta es que terminarán por ser las frecuencias de un tambor matemático. A un cero que se situara fuera de la recta le correspondería una frecuencia imaginaria prohibida por la teoría.

Y para afianzar esta idea, comenta un problema clásico de hidrodinámica resuelto por Bernhard Riemann argumentando de la misma manera:

El problema se refiere a una esfera de fluido en rotación que se mantiene unida gracias a interacciones gravitacionales recíprocas entre las partículas que la componen. Una estrella, por ejemplo, es una enorme bola de gas giratorio que se mantiene unido por su propia gravedad. La cuestión es: ¿qué sucederá con la bola si se le da una patada?¿Se limitará a temblar ligeramente o se desitegrará? Para responder a estas preguntas es necesario determinar si ciertos números imaginarios determinados están o no alineados. Si lo están, la esfera de fluido en rotación quedará intacta.

Los Nachlass son un conjunto de notas inéditas de Riemann que están en la biblioteca de Gotinga. Cuenta el libro que cuando el físico Jon Keating pidió dos partes de los Nachlass, una correspondiente a sus intentos de demostración de la hipotesis de Riemann y otra a sus estudios en hidrodinámica, el bibliotecario le entrego un único grupo de documentos. De ahí que Marcus escriba:

Una vez más, los Nachlass revelaban hasta qué punto Riemann se adelantó a su tiempo. Es imposible que no fuera consciente del significado que implicaba su solución al problema de dinámica de fluidos. Su método había demostrado por qué cietos números imaginarios que aparecían en su análisis de la esfera de fluido se colocaban en línea recta; y al mismo tiempo -y en los mismos folios- estaba intentando demostrar por qué los ceros de su paisaje zeta se situaban todos sobre la misma línea.

 

En relatividad especial, o relatividad restringida, podemos generalizar las ecuaciones de Euler clásicas que determinan la evolución de los fluidos.

Para ello, definimos el tensor de energia-impulso de la siguiente manera:

T^{\alpha \beta} = (\rho + \frac{p}{c^2}) u^\alpha u^\beta + p \eta^{\alpha \beta}

De esta manera:

\frac{\partial}{\partial x^\beta} T^{\alpha \beta} = 0

generaliza tanto la ecuación de conservación de la masa como las ecuaciones de Euler.

La hidrodinámica (HD) es la parte de la física que estudia la dinámica de los fluidos tanto incompresibles, los líquidos, como compresibles, los gases o los líquidos a alta presión (de hecho, todos los fluidos son compresibles, siendo la incompresibilidad una aproximación para simplificar las ecuaciones que describen su dinámica).

La magnetohidrodinámica (MHD) estudia la dinámica de fluidos conductores de electricidad en presencia de campos electromagnéticos. El conjunto de ecuaciones que describen la MHD son una combinación de las ecuaciones de Navier Stokes de la dinámica de fluidos y las ecuaciones de Maxwell del electromagnetismo que deben ser resueltas simultaneamente.

Cuando tenemos flujos a velocidades cercanas a la velocidad de la luz entonces hablamos de hidrodinámica en relatividad especial (SRHD) y magnetohidrodinámica en relatividad especial (SRMHD).

Finalmente, cuando el fluido está en presencia de fuertes campos gravitatorios, como por ejemplo en presencia de objetos compactos, hablamos de hidrodinámica y magnetohidrodinámica en relatividad general (GRHD y GRMHD).

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