Inestabilidad de Rayleigh-Taylor

Comportamiento inestable de dos fluidos en contacto de diferentes densidades

Simulación hidrodinámica de un único "dedo" de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor. ^[1] Nótese la formación de inestabilidades de Kelvin-Helmholtz , en la segunda instantánea y posteriores mostradas (comenzando inicialmente alrededor del nivel ), así como la formación de una "capa de hongo" en una etapa posterior en el tercer y cuarto fotograma de la secuencia. ${\displaystyle y=0}$

Dedos de inestabilidad RT evidentes en la Nebulosa del Cangrejo

La inestabilidad de Rayleigh-Taylor , o inestabilidad RT (en honor a Lord Rayleigh y GI Taylor ), es una inestabilidad de una interfaz entre dos fluidos de diferentes densidades que ocurre cuando el fluido más ligero empuja al fluido más pesado. ^{[2] [3] [4]} Los ejemplos incluyen el comportamiento del agua suspendida sobre el petróleo en la gravedad de la Tierra , ^[3] nubes en forma de hongo como las de las erupciones volcánicas y las explosiones nucleares atmosféricas , ^{[5] explosiones} de supernovas en las que el gas del núcleo en expansión se acelera hasta convertirse en un gas de capa más denso, ^{[6] [7]} inestabilidades en reactores de fusión de plasma y ^[8] fusión por confinamiento inercial. ^[9]

El agua suspendida sobre petróleo es un ejemplo cotidiano de inestabilidad de Rayleigh-Taylor, y puede ser modelada por dos capas completamente paralelas de fluido inmiscible , el fluido más denso sobre el menos denso y ambos sujetos a la gravedad de la Tierra. El equilibrio aquí es inestable a cualquier perturbación o alteración de la interfaz: si una parcela de fluido más pesado se desplaza hacia abajo con un volumen igual de fluido más ligero desplazado hacia arriba, la energía potencial de la configuración es menor que el estado inicial. Por lo tanto, la perturbación crecerá y conducirá a una mayor liberación de energía potencial , ya que el material más denso se mueve hacia abajo bajo el campo gravitacional (efectivo), y el material menos denso se desplaza aún más hacia arriba. Esta fue la configuración estudiada por Lord Rayleigh. ^[3] La idea importante de GI Taylor fue su comprensión de que esta situación es equivalente a la situación en la que los fluidos se aceleran , con el fluido menos denso acelerando hacia el fluido más denso. ^[3] Esto ocurre en las profundidades submarinas en la superficie de una burbuja en expansión y en una explosión nuclear. ^[10]

A medida que se desarrolla la inestabilidad RT, las perturbaciones iniciales progresan desde una fase de crecimiento lineal a una fase de crecimiento no lineal, desarrollando eventualmente "columnas" que fluyen hacia arriba (en el sentido de flotabilidad gravitacional) y "picos" que caen hacia abajo. En la fase lineal, el movimiento del fluido puede aproximarse estrechamente mediante ecuaciones lineales , y la amplitud de las perturbaciones crece exponencialmente con el tiempo. En la fase no lineal, la amplitud de la perturbación es demasiado grande para una aproximación lineal, y se requieren ecuaciones no lineales para describir los movimientos del fluido. En general, la disparidad de densidad entre los fluidos determina la estructura de los flujos de inestabilidad RT no lineales posteriores (asumiendo que otras variables como la tensión superficial y la viscosidad son insignificantes aquí). La diferencia en las densidades del fluido dividida por su suma se define como el número de Atwood , A. Para A cercano a 0, los flujos de inestabilidad RT toman la forma de "dedos" simétricos de fluido; Para un valor cercano a 1, el fluido mucho más liviano "debajo" del fluido más pesado toma la forma de columnas más grandes similares a burbujas. ^[2]

Este proceso es evidente no sólo en muchos ejemplos terrestres, desde domos salinos hasta inversiones climáticas , sino también en astrofísica y electrohidrodinámica . Por ejemplo, la estructura de inestabilidad RT es evidente en la Nebulosa del Cangrejo , en la que la nebulosa de viento de púlsar en expansión impulsada por el púlsar del Cangrejo está barriendo material expulsado de la explosión de supernova hace 1000 años. ^[11] La inestabilidad RT también se ha descubierto recientemente en la atmósfera exterior del Sol, o corona solar , cuando una prominencia solar relativamente densa se superpone a una burbuja de plasma menos densa. ^[12] Este último caso se asemeja a las inestabilidades RT moduladas magnéticamente. ^{[13] [14] [15]}

Cabe señalar que la inestabilidad RT no debe confundirse con la inestabilidad Plateau-Rayleigh (también conocida como inestabilidad de Rayleigh) de un chorro de líquido. Esta inestabilidad, a veces llamada inestabilidad de manguera (o de manguera contra incendios), se produce debido a la tensión superficial, que actúa para romper un chorro cilíndrico en una corriente de gotitas que tienen el mismo volumen total pero una mayor área de superficie.

Muchas personas han presenciado la inestabilidad RT al observar una lámpara de lava , aunque algunos podrían afirmar que esto se describe con mayor precisión como un ejemplo de convección de Rayleigh-Bénard debido al calentamiento activo de la capa de fluido en la parte inferior de la lámpara.

Etapas de desarrollo y evolución final hacia la mezcla turbulenta

Esta figura representa la evolución de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor a partir de pequeñas perturbaciones de longitud de onda en la interfaz (a) que crecen hasta convertirse en picos omnipresentes en forma de hongo (estructuras fluidas de fluido pesado en fluido ligero) y burbujas (estructuras fluidas de fluido ligero en fluido pesado) (b) y estas estructuras fluidas interactúan debido a la fusión y competencia de las burbujas (c) y finalmente se desarrollan en una región de mezcla (d). Aquí ρ2 representa el fluido pesado y ρ1 representa el fluido ligero. La gravedad actúa hacia abajo y el sistema es inestable en relación con el tiempo.

La evolución de la RTI sigue cuatro etapas principales. ^[2] En la primera etapa, las amplitudes de perturbación son pequeñas en comparación con sus longitudes de onda, las ecuaciones de movimiento se pueden linealizar, lo que resulta en un crecimiento exponencial de la inestabilidad. En la primera parte de esta etapa, una perturbación inicial sinusoidal conserva su forma sinusoidal. Sin embargo, después del final de esta primera etapa, cuando comienzan a aparecer efectos no lineales, se observa el comienzo de la formación de los omnipresentes picos en forma de hongo (estructuras fluidas de fluido pesado que se transforman en fluido ligero) y burbujas (estructuras fluidas de fluido ligero que se transforman en fluido pesado). El crecimiento de las estructuras de hongo continúa en la segunda etapa y se puede modelar utilizando modelos de arrastre por flotabilidad, lo que resulta en una tasa de crecimiento que es aproximadamente constante en el tiempo. En este punto, los términos no lineales en las ecuaciones de movimiento ya no se pueden ignorar. Los picos y las burbujas comienzan a interactuar entre sí en la tercera etapa. Se produce una fusión de burbujas, en la que la interacción no lineal del acoplamiento de modos actúa para combinar picos y burbujas más pequeños para producir otros más grandes. También se produce una competencia de burbujas, en la que los picos y burbujas de longitud de onda más pequeña que se han saturado quedan envueltos por otros más grandes que aún no se han saturado. Esto finalmente se convierte en una región de mezcla turbulenta, que es la cuarta y última etapa de la evolución. En general, se supone que la región de mezcla que finalmente se desarrolla es autosimilar y turbulenta, siempre que el número de Reynolds sea lo suficientemente grande. ^[16]

Análisis de estabilidad lineal

Estado base de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor. La gravedad apunta hacia abajo.

La inestabilidad bidimensional no viscosa de Rayleigh-Taylor (RT) proporciona un excelente trampolín hacia el estudio matemático de la estabilidad debido a la naturaleza simple del estado base. ^[17] Considere un estado base en el que hay una interfaz, ubicada en que separa medios fluidos con diferentes densidades, para y para . La aceleración gravitacional se describe mediante el vector . El campo de velocidad y el campo de presión en este estado de equilibrio, denotados con una barra superior, están dados por ${\displaystyle z=0}$ ${\displaystyle \rho _{1}}$ ${\displaystyle z<0}$ ${\displaystyle \rho _{2}}$ ${\displaystyle z>0}$ ${\displaystyle \mathbf {g} =-g\,\mathbf {e} _{z}}$

${\displaystyle {\overline {\mathbf {v} }}=\mathbf {0} ,\quad {\overline {p}}={\begin{cases}-\rho _{1}gz\quad {\text{for }}z<0,\\-\rho _{2}gz\quad {\text{for }}z>0,\end{cases}}}$

donde la ubicación de referencia para la presión se toma en . Dejemos que esta interfaz se perturbe ligeramente, de modo que asuma la posición . En consecuencia, el estado base también se perturba ligeramente. En la teoría lineal, podemos escribir ${\displaystyle z=0}$ ${\displaystyle z=f(x,t)}$

${\displaystyle \mathbf {v} ={\overline {\mathbf {v} }}+{\hat {\mathbf {v} }}(z)e^{ikx+\sigma t},\quad p={\overline {p}}+{\hat {p}}(z)e^{ikx+\sigma t},\quad f={\hat {f}}e^{ikx+\sigma t}}$

donde es el número de onda real en la dirección y es la tasa de crecimiento de la perturbación. Entonces, el análisis de estabilidad lineal basado en las ecuaciones de gobierno de la no viscosa muestra que ${\displaystyle k}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle \sigma }$

${\displaystyle \sigma ^{2}={\frac {\rho _{2}-\rho _{1}}{\rho _{2}+\rho _{1}}}gk.}$

Por lo tanto, si , el estado base es estable y mientras que si , es inestable para todos los números de onda. Si la interfaz tiene una tensión superficial , entonces la relación de dispersión se convierte en ${\displaystyle \rho _{2}<\rho _{1}}$ ${\displaystyle \rho _{2}>\rho _{1}}$ ${\displaystyle \gamma }$

${\displaystyle \sigma ^{2}={\frac {\rho _{2}-\rho _{1}}{\rho _{2}+\rho _{1}}}gk-{\frac {\gamma k^{3}}{\rho _{2}+\rho _{1}}},}$

lo que indica que la inestabilidad ocurre solo para un rango de números de onda donde ; es decir, la tensión superficial estabiliza números de onda grandes o escalas de longitud pequeñas. Entonces la tasa de crecimiento máxima ocurre en el número de onda y su valor es ${\displaystyle 0<k<k_{c}}$ ${\displaystyle k_{c}^{2}=(\rho _{2}-\rho _{1})g/\gamma }$ ${\displaystyle k_{m}=k_{c}/{\sqrt {3}}}$

${\displaystyle \sigma _{m}^{2}={\frac {2\gamma }{\rho _{2}-\rho _{1}}}\left[{\frac {(\rho _{2}-\rho _{1})g}{3\gamma }}\right]^{3/2}.}$

Detalles del análisis de estabilidad lineal. ^[17] Una derivación similar aparece en Chandrasekhar 1981, §92, pp. 433–435.

La perturbación introducida en el sistema se describe mediante un campo de velocidad de amplitud infinitesimalmente pequeña. Debido a que se supone que el fluido es incompresible, este campo de velocidad tiene la representación de función de corriente ${\displaystyle (u'(x,z,t),w'(x,z,t)).\,}$

$${\displaystyle {\textbf {u}}'=(u'(x,z,t),w'(x,z,t))=(\psi _{z},-\psi _{x}),\,}$$

donde los subíndices indican derivadas parciales . Además, en un fluido incompresible inicialmente estacionario, no hay vorticidad y el fluido permanece irrotacional , por lo tanto . En la representación de la función de corriente, A continuación, debido a la invariancia traslacional del sistema en la dirección x , es posible hacer el ansatz ${\displaystyle \nabla \times {\textbf {u}}'=0\,}$ ${\displaystyle \nabla ^{2}\psi =0.\,}$

$${\displaystyle \psi \left(x,z,t\right)=e^{i\alpha \left(x-ct\right)}\Psi \left(z\right),\,}$$

donde es un número de onda espacial. Por lo tanto, el problema se reduce a resolver la ecuación ${\displaystyle \alpha \,}$

$${\displaystyle \left(D^{2}-\alpha ^{2}\right)\Psi _{j}=0,\,\,\,\ D={\frac {d}{dz}},\,\,\,\ j=L,G.\,}$$

El dominio del problema es el siguiente: el fluido con la etiqueta 'L' vive en la región , mientras que el fluido con la etiqueta 'G' vive en el semiplano superior . Para especificar la solución completamente, es necesario fijar las condiciones en los límites y la interfaz. Esto determina la velocidad de onda c , que a su vez determina las propiedades de estabilidad del sistema. ${\displaystyle -\infty <z\leq 0\,}$ ${\displaystyle 0\leq z<\infty \,}$

La primera de estas condiciones se proporciona mediante detalles en el límite. Las velocidades de perturbación deben satisfacer una condición de ausencia de flujo, de modo que el fluido no se escape en los límites . Por lo tanto, en , y en . En términos de la función de corriente, esto es ${\displaystyle w'_{i}\,}$ ${\displaystyle z=\pm \infty .\,}$ ${\displaystyle w_{L}'=0\,}$ ${\displaystyle z=-\infty \,}$ ${\displaystyle w_{G}'=0\,}$ ${\displaystyle z=\infty \,}$

$${\displaystyle \Psi _{L}\left(-\infty \right)=0,\qquad \Psi _{G}\left(\infty \right)=0.\,}$$

Las otras tres condiciones se proporcionan mediante detalles en la interfaz . ${\displaystyle z=\eta \left(x,t\right)\,}$

Continuidad de la velocidad vertical: En , las velocidades verticales coinciden, . Utilizando la representación de la función de corriente, esto da ${\displaystyle z=\eta }$ ${\displaystyle w'_{L}=w'_{G}\,}$

$${\displaystyle \Psi _{L}\left(\eta \right)=\Psi _{G}\left(\eta \right).\,}$$

Ampliando sobre da ${\displaystyle z=0\,}$

$${\displaystyle \Psi _{L}\left(0\right)=\Psi _{G}\left(0\right)+{\text{H.O.T.}},\,}$$

donde HOT significa "términos de orden superior". Esta ecuación es la condición de interfase requerida.

Condición de superficie libre: En la superficie libre , se cumple la condición cinemática: ${\displaystyle z=\eta \left(x,t\right)\,}$

$${\displaystyle {\frac {\partial \eta }{\partial t}}+u'{\frac {\partial \eta }{\partial x}}=w'\left(\eta \right).\,}$$

Linealizando, esto es simplemente

$${\displaystyle {\frac {\partial \eta }{\partial t}}=w'\left(0\right),\,}$$

donde la velocidad se linealiza sobre la superficie . Utilizando las representaciones de modo normal y función de corriente, esta condición es , la segunda condición interfacial. ${\displaystyle w'\left(\eta \right)\,}$ ${\displaystyle z=0\,}$ ${\displaystyle c\eta =\Psi \,}$

Relación de presión a través de la interfaz: Para el caso de tensión superficial , la diferencia de presión sobre la interfaz en está dada por la ecuación de Young-Laplace : ${\displaystyle z=\eta }$

$${\displaystyle p_{G}\left(z=\eta \right)-p_{L}\left(z=\eta \right)=\sigma \kappa ,\,}$$

donde σ es la tensión superficial y κ es la curvatura de la interfaz, que en una aproximación lineal es

$${\displaystyle \kappa =\nabla ^{2}\eta =\eta _{xx}.\,}$$

De este modo,

$${\displaystyle p_{G}\left(z=\eta \right)-p_{L}\left(z=\eta \right)=\sigma \eta _{xx}.\,}$$

Sin embargo, esta condición se refiere a la presión total (base+perturbada), por lo tanto

$${\displaystyle \left[P_{G}\left(\eta \right)+p'_{G}\left(0\right)\right]-\left[P_{L}\left(\eta \right)+p'_{L}\left(0\right)\right]=\sigma \eta _{xx}.\,}$$

(Como es habitual, las cantidades perturbadas se pueden linealizar sobre la superficie z=0 ). Utilizando el equilibrio hidrostático , en la forma

$${\displaystyle P_{L}=-\rho _{L}gz+p_{0},\qquad P_{G}=-\rho _{G}gz+p_{0},\,}$$

Esto se convierte en

$${\displaystyle p'_{G}-p'_{L}=g\eta \left(\rho _{G}-\rho _{L}\right)+\sigma \eta _{xx},\qquad {\text{on }}z=0.\,}$$

Las presiones perturbadas se evalúan en términos de funciones de corriente, utilizando la ecuación de momento horizontal de las ecuaciones de Euler linealizadas para las perturbaciones, con el fin de obtener $${\displaystyle {\frac {\partial u_{i}'}{\partial t}}=-{\frac {1}{\rho _{i}}}{\frac {\partial p_{i}'}{\partial x}}\,}$$ ${\displaystyle i=L,G,\,}$

$${\displaystyle p_{i}'=\rho _{i}cD\Psi _{i},\qquad i=L,G.\,}$$

Poniendo esta última ecuación y la condición de salto juntas, ${\displaystyle p'_{G}-p'_{L}}$

$${\displaystyle c\left(\rho _{G}D\Psi _{G}-\rho _{L}D\Psi _{L}\right)=g\eta \left(\rho _{G}-\rho _{L}\right)+\sigma \eta _{xx}.\,}$$

Sustituyendo la segunda condición interfacial y utilizando la representación en modo normal, esta relación se convierte en ${\displaystyle c\eta =\Psi \,}$

$${\displaystyle c^{2}\left(\rho _{G}D\Psi _{G}-\rho _{L}D\Psi _{L}\right)=g\Psi \left(\rho _{G}-\rho _{L}\right)-\sigma \alpha ^{2}\Psi ,\,}$$

donde no hay necesidad de etiquetar (solo sus derivados) porque en ${\displaystyle \Psi \,}$ ${\displaystyle \Psi _{L}=\Psi _{G}\,}$ ${\displaystyle z=0.\,}$

Solución

Ahora que se ha establecido el modelo de flujo estratificado, la solución está al alcance de la mano. La ecuación de la función de corriente con las condiciones de contorno tiene la solución ${\displaystyle \left(D^{2}-\alpha ^{2}\right)\Psi _{i}=0,\,}$ ${\displaystyle \Psi \left(\pm \infty \right)\,}$

$${\displaystyle \Psi _{L}=A_{L}e^{\alpha z},\qquad \Psi _{G}=A_{G}e^{-\alpha z}.\,}$$

La primera condición interfacial establece que en , lo que obliga a La tercera condición interfacial establece que ${\displaystyle \Psi _{L}=\Psi _{G}\,}$ ${\displaystyle z=0\,}$ ${\displaystyle A_{L}=A_{G}=A.\,}$

$${\displaystyle c^{2}\left(\rho _{G}D\Psi _{G}-\rho _{L}D\Psi _{L}\right)=g\Psi \left(\rho _{G}-\rho _{L}\right)-\sigma \alpha ^{2}\Psi .\,}$$

Introduciendo la solución en esta ecuación se obtiene la relación

$${\displaystyle Ac^{2}\alpha \left(-\rho _{G}-\rho _{L}\right)=Ag\left(\rho _{G}-\rho _{L}\right)-\sigma \alpha ^{2}A.\,}$$

La A se cancela de ambos lados y nos quedamos con

$${\displaystyle c^{2}={\frac {g}{\alpha }}{\frac {\rho _{L}-\rho _{G}}{\rho _{L}+\rho _{G}}}+{\frac {\sigma \alpha }{\rho _{L}+\rho _{G}}}.\,}$$

Para comprender en su totalidad las implicaciones de este resultado, es útil considerar el caso de tensión superficial cero.

$${\displaystyle c^{2}={\frac {g}{\alpha }}{\frac {\rho _{L}-\rho _{G}}{\rho _{L}+\rho _{G}}},\qquad \sigma =0,\,}$$

y claramente

• Si , y c es real. Esto sucede cuando el líquido para encendedores se encuentra en la parte superior; ${\displaystyle \rho _{G}<\rho _{L}\,}$ ${\displaystyle c^{2}>0\,}$
• Si , y c es puramente imaginario. Esto sucede cuando el fluido más pesado se encuentra en la parte superior. ${\displaystyle \rho _{G}>\rho _{L}\,}$ ${\displaystyle c^{2}<0\,}$

Ahora, cuando el fluido más pesado se asienta en la parte superior, y ${\displaystyle c^{2}<0\,}$

$${\displaystyle c=\pm i{\sqrt {\frac {g{\mathcal {A}}}{\alpha }}},\qquad {\mathcal {A}}={\frac {\rho _{G}-\rho _{L}}{\rho _{G}+\rho _{L}}},\,}$$

donde es el número de Atwood . Al tomar la solución positiva, vemos que la solución tiene la forma ${\displaystyle {\mathcal {A}}\,}$

$${\displaystyle \Psi \left(x,z,t\right)=Ae^{-\alpha |z|}\exp \left[i\alpha \left(x-ct\right)\right]=A\exp \left(\alpha {\sqrt {\frac {g{\tilde {\mathcal {A}}}}{\alpha }}}t\right)\exp \left(i\alpha x-\alpha |z|\right)\,}$$

y esto está asociado a la posición de la interfaz η por: Ahora defina ${\displaystyle c\eta =\Psi .\,}$ ${\displaystyle B=A/c.\,}$

Cuando se permite que las dos capas del fluido tengan una velocidad relativa, la inestabilidad se generaliza a la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz-Rayleigh-Taylor, que incluye tanto la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz como la inestabilidad de Rayleigh-Taylor como casos especiales. Recientemente se descubrió que las ecuaciones de fluidos que gobiernan la dinámica lineal del sistema admiten una simetría de paridad-tiempo , y la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz-Rayleigh-Taylor ocurre cuando y solo cuando la simetría de paridad-tiempo se rompe espontáneamente. ^[18]

Explicación de la vorticidad

Visualización de una configuración inestable de Rayleigh-Taylor donde el par baroclínico en la interfaz crea vorticidad e induce un campo de velocidad que aumenta el par baroclínico. Aquí ω es la vorticidad, p es la presión, ρ es la densidad, u es la velocidad y g es la gravedad. Las flechas circulares gruesas representan el campo de velocidad creado por el vórtice.

La inestabilidad RT puede verse como el resultado del torque baroclínico creado por la desalineación de los gradientes de presión y densidad en la interfaz perturbada, como se describe en la ecuación de vorticidad no viscosa bidimensional , , donde ω es la vorticidad, ρ la densidad y p es la presión. En este caso, el gradiente de presión dominante es hidrostático , resultante de la aceleración. ${\displaystyle {\frac {D\omega }{Dt}}={\frac {1}{\rho ^{2}}}\nabla \rho \times \nabla p}$

Cuando se encuentra en la configuración inestable, para un componente armónico particular de la perturbación inicial, el torque en la interfaz crea vorticidad que tenderá a aumentar la desalineación de los vectores de gradiente . Esto a su vez crea vorticidad adicional, lo que conduce a una mayor desalineación. Este concepto se representa en la figura, donde se observa que los dos vórtices contrarrotativos tienen campos de velocidad que se suman en el pico y el valle de la interfaz perturbada. En la configuración estable, la vorticidad, y por lo tanto el campo de velocidad inducido, estarán en una dirección que disminuye la desalineación y, por lo tanto, estabiliza el sistema. ^{[16] [19]}

Una explicación mucho más simple de la física básica de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor se puede encontrar en la Ref.20.

Comportamiento tardío

El análisis de la sección anterior falla cuando la amplitud de la perturbación es grande. El crecimiento se vuelve entonces no lineal a medida que los picos y las burbujas de la inestabilidad se enredan y se enrollan formando vórtices. Entonces, como en la figura, se requiere una simulación numérica del problema completo para describir el sistema.

Véase también

• Inestabilidad de Saffman-Taylor
• Inestabilidad de Richtmyer-Meshkov
• Inestabilidad de Kelvin-Helmholtz
• Nube de hongo
• Inestabilidad de Plateau-Rayleigh
• Digitación de sal
• Estabilidad hidrodinámica
• Calle del vórtice de Kármán
• Ruptura de hilo de fluido
• Convección de Rayleigh-Bénard

Notas

1. Li, Shengtai y Hui Li. "Código AMR paralelo para ecuaciones MHD o HD compresibles". Laboratorio Nacional de Los Álamos . Consultado el 5 de septiembre de 2006 .
2. Sharp, DH (1984). "Una visión general de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor". Physica D . 12 (1): 3–18. Bibcode :1984PhyD...12....3S. doi :10.1016/0167-2789(84)90510-4.
3. Drazin (2002) págs.
4. David Youngs (ed.). "Inestabilidad y mezcla de Rayleigh-Taylor". Scholarpedia .
5. "Por qué las bombas nucleares crean nubes de hongos". 20 de noviembre de 2013.
6. Wang, C.-Y. y Chevalier RA (2000). "Inestabilidades y aglutinamiento en remanentes de supernovas de tipo Ia". The Astrophysical Journal . 549 (2): 1119–1134. arXiv : astro-ph/0005105v1 . Código Bibliográfico :2001ApJ...549.1119W. doi :10.1086/319439. S2CID  15244583.
7. Hillebrandt, W.; Höflich, P. (1992). "Supernova 1987a en la Gran Nube de Magallanes". En RJ Tayler (ed.). Astrofísica estelar . CRC Press . pp. 249–302. ISBN. 978-0-7503-0200-5.. Véase la página 274.
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20.^ AR Piriz, OD Cortazar, JJ López Cela y NA Tahir, "La inestabilidad de Rayleigh-Taylor", Am. J. Phys. 74 , 1095(2006)

Referencias

Artículos de investigación originales

• Rayleigh, Lord (John William Strutt) (1883). "Investigación del carácter del equilibrio de un fluido pesado incompresible de densidad variable". Actas de la London Mathematical Society . 14 : 170–177. doi :10.1112/plms/s1-14.1.170.(El artículo original está disponible en: https://www.irphe.fr/~clanet/otherpaperfile/articles/Rayleigh/rayleigh1883.pdf .)
• Taylor, Sir Geoffrey Ingram (1950). "La inestabilidad de las superficies líquidas cuando se aceleran en una dirección perpendicular a sus planos". Actas de la Royal Society de Londres. Serie A, Ciencias matemáticas y físicas . 201 (1065): 192–196. Bibcode :1950RSPSA.201..192T. doi :10.1098/rspa.1950.0052. S2CID  98831861.

Otro

• Chandrasekhar, Subrahmanyan (1981). Estabilidad hidrodinámica e hidromagnética . Publicaciones de Dover . ISBN. 978-0-486-64071-6.
• Drazin, PG (2002). Introducción a la estabilidad hidrodinámica . Cambridge University Press . ISBN 978-0-521-00965-2.xvii+238 páginas.
• Drazin, PG; Reid, WH (2004). Estabilidad hidrodinámica (2.ª ed.). Cambridge: Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-52541-1.626 páginas.

Enlaces externos

• Demostración en Java de la inestabilidad RT en fluidos
• Imágenes y vídeos reales de dedos RT
• Experimentos sobre la inestabilidad de Rayleigh-Taylor en la Universidad de Arizona
• Experimento de inestabilidad de plasma Rayleigh-Taylor en el Instituto Tecnológico de California