La velocidad salió un sexto con τ=0.6: omitir la media fuerza F/2 en el forcing de Guo
Si se conserva la fuente de Guo pero se quita F/2 de la velocidad LBM, la fuerza efectiva se reduce por (1−1/2τ). En flujo de Kolmogorov con τ=0.6 la amplitud es 0.166.
Una interfaz de dos celdas pierde el 39% de su tensión superficial — la anisotropía del esfuerzo de Korteweg
En una interfaz plana líquido–vapor la presión normal es constante y solo la tangencial se hunde. Ese hundimiento es la tensión superficial; una red dz=1 pierde hasta el 39%.
Solo cambió τ y cambió la densidad de un gas en reposo — el esfuerzo (τ−½)² del forcing de Shan–Chen por desplazamiento de velocidad
Con la misma fuerza sobre una columna de gas D1Q3 en reposo, solo el forcing de Shan–Chen produce una densidad que depende de τ. La velocidad de equilibrio desplazada deja un esfuerzo (τ−½)²F²/ρ.
Darle su propio τ a la conducción dejó el calentamiento viscoso atrapado en Pr = 1 — el cuasi-equilibrio g* en LB de dos poblaciones
En Couette, un LB térmico de dos τ deja θ_max en 1.000 para cualquier Pr. Con el cuasi-equilibrio g* salen 0.498, 0.710, 1.000 y 1.997.
Una gota inmóvil se derritió a la mitad — el término de curvatura que borra el Allen–Cahn conservativo
Con velocidad nula la gota perdió 49.4% de masa en Allen–Cahn clásico. La forma conservativa dejó la deriva en 1e-14 al borrar un término de curvatura.
El sexto momento devolvió 9 donde hacían falta 15 — las tres raíces de Hermite que fijaron D2Q9
De dónde salen realmente c_s² = 1/3 y los pesos 4/9, 1/9 y 1/36 en un código LBM, rastreados hasta el grado de una regla de cuadratura de Gauss–Hermite.
Completar el tercer momento con honestidad multiplicó el error por 2.8 — lo que un término de fuerza realmente debe
En D2Q9, completar el tercer momento de la fuerza sube el error de 0.053% a 0.150%. La red bloquea medio tensor y el término llega en orden Burnett.
Con tau = 0.51 la viscosidad se leyó 51 veces más alta — el medio paso que deja la LBE discreta
Con tau=0.51 el continuo da nu=0.17 y el lattice mide 0.00333. La expansión a segundo orden saca Delta t/2 del tiempo de relajación, un factor de 51.
Mover refine una línea debajo de stream costó un error 7.2 veces mayor — el ciclo temporal recursivo de LBM AMR
Mover refine debajo de stream en la misma malla LBM sube el error de 0.657% a 4.704%, un factor 7.2, y el exceso queda en la costura.
Dar a cada especie su propio tau desvió la masa total un 16.8% — velocidad de corrección en LBM multicomponente
Con taus distintos los flujos de Fick no suman cero. En 2000 pasos un LBM de tres especies baja el déficit de masa de 0.168 a 0.0005.
Un solo nodo llevó el error de 0.21% a 76% — tiempo de relajación local en LBM de ley de potencia
Con n=0.6 el nodo de la línea central pide tau infinito. Un tope cerca de 4 deja el error L2 en 0.21%; sin tope ese mismo nodo empuja el error hasta 76%.
La movilidad subió 10× y el espesor de la interfaz no se movió — el término antidifusivo de Allen–Cahn conservativo
El término antidifusivo cancela la difusión y fija el espesor en W, no en la movilidad M. También se indica dónde entra ese término en el equilibrio LBM.
Empujar el marco a 0.2 redujo la viscosidad un 5.97% — el tercer momento que falta en el equilibrio de LBM
En D2Q9, Σf c³ vale ρu para cualquier distribución. El ρu³ ausente rompe la invariancia galileana y hace que la viscosidad medida dependa del marco.
27 de 1.681 vóxeles quedaron al revés — paridad de rayos y corte de enlaces al voxelizar un STL
Convertir un STL en una malla de vóxeles para LBM son cuatro etapas: octree, teorema de ejes separadores, paridad de rayos y la fracción q del corte.
Duplicar τ dejó Pr en 1.0000 — las dos constantes encerradas en el LBM térmico
Un LBM térmico de una sola función de distribución ata la viscosidad y la difusividad térmica al mismo τ, y Pr queda fijado en 1. Un segundo τ lo libera.
ρ y u coinciden hasta el último dígito, pero la deformación se infla un 45 % — el reescalado de no equilibrio en el refinamiento de malla LBM
Copiar las funciones de distribución en la frontera de niveles AMR deja ρ y u exactos y duplica el esfuerzo. Aquí se mide el factor de reescalado.
Al quitar el −1/2 la viscosidad salió seis veces más grande — el Δt/2 que deja la discretización del LBM
Una regla trapezoidal y un cambio de variable dejan un Δt/2 en la viscosidad, la velocidad y el esfuerzo. Una EDO y una malla D2Q9 miden los tres.
Tres en la pared, cinco en la esquina — contar las poblaciones que pierde un nodo de frontera en LBM
Tras el streaming, las poblaciones vacías de un nodo LBM igualan las celdas sólidas vecinas: tres en pared plana, cinco en esquina cóncava, una convexa.
Metí la presión tal cual y una interfaz en reposo empezó a temblar — dos formas del forcing en LBM no ideal
Poner la presión p en el forcing de un fluido de van der Waals, en lugar del potencial químico mu, coincide en el continuo y se separa en la red.
Subir la velocidad cuesta el 27% de la difusión — el flujo sobrante del modelo de convección-difusión en LBM
Aunque D se ajuste mediante tau, el modelo de convección-difusión en lattice Boltzmann difunde como D(1−u²/cs²). Dónde pierde Chapman–Enskog el flujo sobrante y qué término fuente lo borra.
¿Adónde fue la mitad de la fuerza en LBM? — Cuatro esquemas de forcing y el 1−1/(2τ)
En Poiseuille estacionario los cinco esquemas de forcing dan el mismo error. Con τ=0.6, solo el medio paso infla la amplitud por un factor de 1.83.
En Lattice Boltzmann la pared no está sobre el nodo — Condiciones bounce-back y Zou-He
El half-way deja la pared no-slip media celda fuera del nodo, y Couette vale U(j+1/2)/ny. Usar altura ny-1 deja un sesgo que el refinamiento no borra.
Sobrevivir al régimen de baja viscosidad donde BGK explota — Colisión MRT en Lattice Boltzmann
Con nu=0.004 la tasa de corte s_nu vale 1.953. BGK copia esa tasa en cada modo fantasma; el listado MRT deja s_e en 1.64 y s_q en 1.7.
La entropía frena la explosión — el Lattice Boltzmann entrópico de Karlin
Si τ se acerca a 1/2, la relajación BGK llega a 2 y el signo de las poblaciones se invierte. ELBM conserva la α que mantiene la H discreta.
Maxwell–Boltzmann en nueve flechas — por qué el equilibrio del LBM es un polinomio
Cortar Maxwell–Boltzmann en orden dos de Hermite arma el polinomio de D2Q9, y ese mismo corte deja el techo de Mach 0.3 sobre la malla.