Inestabilidad de Rayleigh-Taylor

Comportamiento inestable de dos fluidos en contacto de diferentes densidades.

Simulación hidrodinámica de un solo "dedo" de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor. ^[1] Nótese la formación de inestabilidades de Kelvin-Helmholtz , en la segunda y posteriores instantáneas mostradas (comenzando inicialmente alrededor del nivel ), así como la formación de una "sombrilla en forma 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 se produce 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 erupciones volcánicas y explosiones nucleares atmosféricas , ^{[5] explosiones de} supernovas en las que se expande el gas central. acelerado hacia un gas de capa más denso, ^{[6] [7]} inestabilidades en los reactores de fusión de plasma y ^[8] fusión por confinamiento inercial. ^[9]

El agua suspendida sobre el petróleo es un ejemplo cotidiano de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor, y puede modelarse mediante dos capas completamente planas paralelas de fluido inmiscible , el fluido más denso encima del menos denso y ambos sujetos a la gravedad de la Tierra. El equilibrio aquí es inestable ante cualquier perturbación o perturbación de la interfaz: si una porción 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 aumentará y conducirá a una mayor liberación de energía potencial , a medida 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 del agua, 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 de una fase de crecimiento lineal a una fase de crecimiento no lineal, y eventualmente desarrollan "penachos" que fluyen hacia arriba (en el sentido de flotabilidad gravitacional) y "picos" que caen hacia abajo. En la fase lineal, el movimiento del fluido se puede aproximar 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 de los fluidos. 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 de los fluidos 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 A cercano a 1, el fluido mucho más ligero "debajo" del fluido más pesado toma la forma de penachos más grandes en forma de burbujas. ^[2]

Este proceso es evidente no sólo en muchos ejemplos terrestres, desde domos de sal 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 del púlsar en expansión impulsada por el púlsar del Cangrejo está barriendo el material expulsado de la explosión de supernova de 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]}

Tenga en cuenta 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 la manguera (o manguera contra incendios), se produce debido a la tensión superficial, que actúa para romper un chorro cilíndrico en una corriente de gotas que tienen el mismo volumen total pero mayor área superficial.

Muchas personas han sido testigos de la inestabilidad de la RT mirando 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 eventual evolución hacia una 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 las ubicuas espigas en forma de hongo (estructuras fluidas de fluido pesado a ligero) y burbujas (estructuras fluidas de fluido ligero a pesado) ( b) y estas estructuras fluidas interactúan debido a la fusión y competencia de las burbujas (c) y eventualmente 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 RT inestable.

La evolución del 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 los efectos no lineales comienzan a aparecer, se observa el comienzo de la formación de las omnipresentes espigas en forma de hongo (estructuras fluidas de fluido pesado que crecen hasta convertirse en fluido ligero) y burbujas (estructuras fluidas de fluido ligero que se convierte en fluido pesado). El crecimiento de las estructuras del hongo continúa en la segunda etapa y se puede modelar utilizando modelos de arrastre de flotabilidad, lo que da como resultado una tasa de crecimiento aproximadamente constante en el tiempo. En este punto, ya no se pueden ignorar los términos no lineales de las ecuaciones de movimiento. Luego, las púas y las burbujas comienzan a interactuar entre sí en la tercera etapa. Se produce la fusión de burbujas, donde la interacción no lineal del acoplamiento de modos actúa para combinar picos y burbujas más pequeños para producir otros más grandes. Además, tiene lugar una competencia de burbujas, donde los picos y burbujas de longitudes de onda más pequeñas que se han saturado son envueltos por otros más grandes que aún no se han saturado. Esto eventualmente se convierte en una región de mezcla turbulenta, que es la cuarta y última etapa de la evolución. Generalmente se supone que la región de mezcla que finalmente se desarrolla es autosimilar y turbulenta, siempre que el número de Reynolds sea suficientemente grande. ^[dieciséis]

Análisis de estabilidad lineal.

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

La inestabilidad bidimensional invisible de Rayleigh-Taylor (RT) proporciona un excelente trampolín hacia el estudio matemático de la estabilidad debido a la naturaleza simple del estado base . ^[17] Este es el estado de equilibrio que existe antes de que se agregue cualquier perturbación al sistema, y ​​se describe mediante el campo de velocidad media donde el campo gravitacional es una interfaz que separa los fluidos de densidades en la región superior y en la región inferior. . En esta sección se muestra que cuando el fluido pesado se asienta encima, el crecimiento de una pequeña perturbación en la interfaz es exponencial y tiene lugar a la velocidad ^[3] ${\displaystyle U(x,z)=W(x,z)=0,\,}$ ${\displaystyle {\textbf {g}}=-g{\hat {\textbf {z}}}.\,}$ ${\displaystyle z=0\,}$ ${\displaystyle \rho _{G}\,}$ ${\displaystyle \rho _{L}\,}$

$${\displaystyle \exp(\gamma \,t)\;,\qquad {\text{with}}\quad \gamma ={\sqrt {{\mathcal {A}}g\alpha }}\quad {\text{and}}\quad {\mathcal {A}}={\frac {\rho _{\text{heavy}}-\rho _{\text{light}}}{\rho _{\text{heavy}}+\rho _{\text{light}}}},\,}$$

donde es la tasa de crecimiento temporal, es el número de onda espacial y es el número de Atwood . ${\displaystyle \gamma \,}$ ${\displaystyle \alpha \,}$ ${\displaystyle {\mathcal {A}}\,}$

Detalles del análisis de estabilidad lineal. ^[17] Una derivación similar aparece en Chandrasekhar 1981.

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

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

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 flujo, 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 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 etiqueta 'L' vive en la región , mientras que el fluido con etiqueta 'G' vive en el semiplano superior . Para especificar completamente la solución, es necesario fijar las condiciones en los límites y la interfaz. Esto determina la velocidad de la 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 la proporcionan los 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 . Así , en y en . En términos de la función de flujo, 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, . Usando la representación de la función de flujo, esto da ${\displaystyle z=\eta }$ ${\displaystyle w'_{L}=w'_{G}\,}$

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

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

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

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

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

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

Linealizando, esto es simplemente

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

donde la velocidad se linealiza sobre la superficie . Usando las representaciones de modo normal y función de flujo, 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 viene 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 de costumbre, las cantidades perturbadas se pueden linealizar en la superficie z=0 ). Usando equilibrio hidrostático , en la forma

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

esto se convierte

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

Las presiones perturbadas se evalúan en términos de funciones de corriente, utilizando la ecuación de momento horizontal de las ecuaciones linealizadas de Euler para las perturbaciones,

$${\displaystyle {\frac {\partial u_{i}'}{\partial t}}=-{\frac {1}{\rho _{i}}}{\frac {\partial p_{i}'}{\partial x}}\,}$$

con ceder ${\displaystyle i=L,G,\,}$

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

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 usando 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 (sólo sus derivados) porque al ${\displaystyle \Psi \,}$ ${\displaystyle \Psi _{L}=\Psi _{G}\,}$ ${\displaystyle z=0.\,}$

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 flujo 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 fuerza La tercera condición interfacial establece que ${\displaystyle \Psi _{L}=\Psi _{G}\,}$ ${\displaystyle z=0\,}$ ${\displaystyle A_{L}=A_{G}=A.\,}$

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

Al introducir 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 desde 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 completamente las implicaciones de este resultado, es útil considerar el caso de tensión superficial cero. Entonces,

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

y claramente

• Si yc es real . Esto sucede cuando el líquido para encendedores se deposita encima; ${\displaystyle \rho _{G}<\rho _{L}\,}$ ${\displaystyle c^{2}>0\,}$
• Si yc es puramente imaginario . Esto sucede cuando el líquido más pesado se deposita encima. ${\displaystyle \rho _{G}>\rho _{L}\,}$ ${\displaystyle c^{2}<0\,}$

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

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

¿ Dónde está 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 mediante: Ahora defina ${\displaystyle c\eta =\Psi .\,}$ ${\displaystyle B=A/c.\,}$

La evolución temporal de la elevación de la interfaz libre inicialmente en viene dada por: ${\displaystyle z=\eta (x,t),\,}$ ${\displaystyle \eta (x,0)=\Re \left\{B\,\exp \left(i\alpha x\right)\right\},\,}$

$${\displaystyle \eta =\Re \left\{B\,\exp \left({\sqrt {{\mathcal {A}}g\alpha }}\,t\right)\exp \left(i\alpha x\right)\right\}\,}$$

que crece exponencialmente en el tiempo. Aquí B es la amplitud de la perturbación inicial y denota la parte real de la expresión de valores complejos entre paréntesis. ${\displaystyle \Re \left\{\cdot \right\}\,}$

En general, la condición para la inestabilidad lineal es que la parte imaginaria de la "velocidad de onda" c sea positiva. Finalmente, restablecer la tensión superficial hace que c ² sea menos negativo y, por tanto, es estabilizador. De hecho, existe una gama de ondas cortas cuya tensión superficial estabiliza el sistema y evita que se forme inestabilidad.

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

Explicación de la vorticidad

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

La inestabilidad de RT puede verse como el resultado del par baroclínico creado por la desalineación de los gradientes de presión y densidad en la interfaz perturbada, como se describe en la ecuación bidimensional de vorticidad invisible , donde ω es la vorticidad, ρ 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 está en la configuración inestable, para un componente armónico particular de la perturbación inicial, el par 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 lleva 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 tanto, el campo de velocidad inducido, estarán en una dirección que disminuye la desalineación y, por lo tanto, estabiliza el sistema. ^{[16] [19]}

En la Ref.20 se puede encontrar una explicación mucho más sencilla de la física básica de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor.

Comportamiento tardío

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

Ver también

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

Notas

1. Li, Shengtai y Hui Li. "Código AMR paralelo para ecuaciones MHD o HD comprimibles". Laboratorio Nacional de Los Álamos . Consultado el 5 de septiembre de 2006 .
2. Sharp, DH (1984). "Una descripción general de la inestabilidad de Rayleigh-Taylor". Física D. 12 (1): 3–18. Código bibliográfico : 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 en forma de hongo". 20 de noviembre de 2013.
6. Wang, C.-Y. Y Caballero RA (2000). "Inestabilidades y aglomeraciones en restos de supernovas de tipo Ia". La revista astrofísica . 549 (2): 1119-1134. arXiv : astro-ph/0005105v1 . Código Bib : 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 . Prensa CRC . págs. 249–302. ISBN 978-0-7503-0200-5.. Consulte la página 274.
8. Chen, HB; Hilko, B.; Panarella, E. (1994). "La inestabilidad de Rayleigh-Taylor en el pellizco esférico". Revista de energía de fusión . 13 (4): 275–280. Código Bib : 1994JFuE...13..275C. doi :10.1007/BF02215847. S2CID  122223176.
9. Betti, R.; Goncharov, VN; McCrory, RL; Verdón, CP (1998). "Tasas de crecimiento de la inestabilidad ablativa de Rayleigh-Taylor en la fusión por confinamiento inercial". Física de Plasmas . 5 (5): 1446-1454. Código bibliográfico : 1998PhPl....5.1446B. doi : 10.1063/1.872802.
10. John Pritchett (1971). «EVALUACIÓN DE DIVERSOS MODELOS TEÓRICOS DE EXPLOSIÓN SUBACUÁTICA» (PDF) . Gobierno de los Estados Unidos. pag. 86. Archivado desde el original (PDF) el 18 de octubre de 2012 . Consultado el 9 de octubre de 2012 .
11. Hester, J. Jeff (2008). "La Nebulosa del Cangrejo: una quimera astrofísica". Revista Anual de Astronomía y Astrofísica . 46 : 127-155. Código Bib : 2008ARA&A..46..127H. doi : 10.1146/annurev.astro.45.051806.110608.
12. Berger, Thomas E.; Más tarde, Gregory; Hurlburt, Neal; Brilla, Ricardo; et al. (2010). "Dinámica de prominencia inactiva observada con el telescopio óptico solar Hinode. I. Penachos de flujo ascendente turbulento". La revista astrofísica . 716 (2): 1288-1307. Código bibliográfico : 2010ApJ...716.1288B. doi : 10.1088/0004-637X/716/2/1288 .
13. Chandrasekhar 1981, cap. X.
14. Hillier, A.; Berger, Thomas; Isobe, Hiroaki; Shibata, Kazunari (2012). "Simulaciones numéricas de la inestabilidad magnética de Rayleigh-Taylor en el modelo de prominencia de Kippenhahn-Schlüter. I. Formación de flujos ascendentes". La revista astrofísica . 716 (2): 120-133. Código Bib : 2012ApJ...746..120H. doi : 10.1088/0004-637X/746/2/120 .
15. Singh, Chamkor; Das, Arup K.; Das, Prasanta K. (2016), "Inestabilidad monomodo de una interfaz ferrofluido-mercurio bajo un campo magnético no uniforme", Physical Review E , 94 (1): 012803, Bibcode :2016PhRvE..94a2803S, doi :10.1103/PhysRevE .94.012803, PMID  27575198
16. Roberts, MS; Jacobs, JW (2015). "Los efectos de las perturbaciones iniciales forzadas de longitud de onda pequeña y ancho de banda finito y la miscibilidad sobre la turbulenta inestabilidad de Rayleigh Taylor". Revista de mecánica de fluidos . 787 : 50–83. Código Bib : 2016JFM...787...50R. doi :10.1017/jfm.2015.599. OSTI  1436483. S2CID  126143908.
17. Drazin (2002) págs.
18. Qin, H.; et al. (2019). "La inestabilidad de Kelvin-Helmholtz es el resultado de la ruptura de la simetría del tiempo de paridad". Física de Plasmas . 26 (3): 032102. arXiv : 1810.11460 . Código Bib : 2019PhPl...26c2102Q. doi :10.1063/1.5088498. S2CID  53658729.
19. Roberts, MS (2012). Experimentos y simulaciones sobre la inestabilidad incompresible de Rayleigh-Taylor con perturbaciones iniciales de pequeñas longitudes de onda (tesis doctoral). Disertaciones de la Universidad de Arizona. Código bibliográfico : 2012PhDT.......222R. hdl : 10150/265355 .

20.^ AR Piriz, OD Cortazar, JJ López Cela y NA Tahir, "The Rayleigh-Taylor instability", Am. J. Física. 74 , 1095 (2006)

Referencias

Trabajos de investigación originales.

• Rayleigh, Señor (John William Strutt) (1883). "Investigación del carácter del equilibrio de un fluido pesado incompresible de densidad variable". Actas de la Sociedad Matemática de Londres . 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, señor Geoffrey Ingram (1950). "La inestabilidad de las superficies líquidas cuando se aceleran en dirección perpendicular a sus planos". Actas de la Royal Society de Londres. Serie A, Ciencias Matemáticas y Físicas . 201 (1065): 192-196. Código Bib : 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 . Prensa de la Universidad de Cambridge . ISBN 978-0-521-00965-2.xvii+238 páginas.
• Drazin, PG; Reid, WH (2004). Estabilidad hidrodinámica (2ª ed.). Cambridge: Prensa de la Universidad de Cambridge. ISBN 978-0-521-52541-1.626 páginas.

enlaces externos

• Demostración 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 de Tecnología de California