Antigravità, altra utopia da futurologi o archeologi ?

Antigravità

Illustrazione di copertina della rivista Electrical Experimenter (maggio 1916) che presenta un misterioso “raggio antigravità” in grado di sollevare una nave.

L’antigravità è la capacità di liberare un corpo dall’influenza della forza di gravità. In tal senso non ci si riferisce a sistemi che contrastano la forza di gravità con una forza uguale e contraria da essi stessi prodotta, come ad esempio con l’elicottero, bensì a situazioni in cui l’influenza della gravità venga annullata dall’effetto di altre forze con azione a distanza, da effetti dovuti ad accelerazione centripeta o, nel campo della fantascienza, da qualche tipo di tecnologia.

Nella legge di gravitazione universale la gravità è una forza che agisce a distanza trasmessa da mezzi sconosciuti, Hypotheses non fingo nelle parole di Isaac Newton. La teoria classica venne superata nel XX secolo dalla relatività generale di Einstein, in cui la gravità non è più vista come una forza ma è il risultato della geometria dello spaziotempo. Sotto la relatività generale, l’antigravità è ritenuta impossibile.[1][2][3] I fisici quantistici hanno postulato l’esistenza di gravitoniparticelle elementari senza massa che trasmetterebbero la forza gravitazionale. Nonostante siano stati intrapresi studi e ricerche in questo senso, attualmente non è noto alcun sistema o teoria che possa bloccare o annullare l’effetto della gravità.

Quello dell’antigravità è un tema ricorrente nell’ambito della fantascienza e molti autori hanno utilizzato questo concetto in particolare nel descrivere veicoli o ambienti che potessero in sostanza spostarsi o galleggiare liberamente nell’aria.

Nella fantascienza

Illustrazione da L’altro mondo o Gli stati e gli imperi della luna (Histoire comique contenant les États et Empires de la Lune, 1657) di Savinien Cyrano de Bergerac, in cui l’autore descrive il proprio viaggio immaginario verso la Luna.

  • Un primo tentativo di immaginare una sostanza in grado di vincere la gravità si deve a Savinien Cyrano de Bergerac, che ne L’altro mondo o Gli stati e gli imperi della luna (Histoire comique contenant les États et Empires de la Lune, 1657) effettua un primo tentativo di raggiungere la Luna utilizzando una cintura fatta di ampolle piene di rugiada la quale, evaporando attratta dal sole, lo solleva in cielo.
  • Nel romanzo Across the Zodiac (1880) di Percy Greg,[4] il protagonista raggiunge il pianeta rosso su un’astronave ad antigravità, compiendo uno dei primi viaggi immaginari su Marte[5] statunitensi.[6]
  • Lo scrittore italiano Ulisse Grifoni, nel romanzo del 1887 Dalla Terra alle stelle. Viaggio meraviglioso di due italiani ed un francese, immagina la scoperta casuale di una vernice in grado di sconfiggere la gravità, grazie alla quale costruisce una nave spaziale in grado di giungere fino al pianeta Marte, dove incontrano i suoi abitanti.[7][8]
  • Un’analoga sostanza, la cavorite, viene immaginata dallo scrittore britannico H. G. Wells nel suo romanzo I primi uomini sulla Luna (1901), sostanza che, inventata dal prof. Cavor di cui prende il nome, permette a quest’ultimo di giungere sulla Luna, assieme al suo compagno di avventure, scoprendo che il satellite della Terra, contro ogni aspettativa, è abitato.

Note

  1. ^ Peskin, M and Schroeder, D.; An Introduction to Quantum Field Theory (Westview Press, 1995) ISBN 0-201-50397-2
  2. ^ Wald, Robert M., General Relativity, Chicago, University of Chicago Press, 1984, ISBN 0-226-87033-2.
  3. ^ Polchinski, Joseph (1998). String Theory, Cambridge University Press. A modern textbook
  4. ^ Across the Zodiac, di Percy Greg, in Progetto Gutenberg.
  5. ^ Vedi anche più in dettaglio (FR) Resumé chronologique de récits martiens 1880-2001
  6. ^ Salvatore Proietti, America marziana, su fantascienza.comFantascienza.com, 20 marzo 2004. URL consultato il 12 luglio 2009.
  7. ^ Luigi Petruzzelli, Appunti per la lezione introduttiva sulla fantascienza, Università dell’Insubria (PDF), su edizionidellavigna.it, Edizioni della Vigna, 2 ottobre 2013. URL consultato il 30 aprile 2014 (archiviato dall’url originale il 6 marzo 2016).
  8. ^ Nicoletta Pireddu, Paolo Mantegazza, fabulator of the future (introduzione) in Paolo Mantegazza, The Year 3000: A Dream, U of Nebraska Press, 1º novembre 2010, pp. 17,18, ISBN 0-8032-3299-3.

Bibliografia

  • Rees Martin, Prima dell’inizio, Milano, Raffaello Cortina, 1998.

Collegamenti esterni

https://www.inverse.com/science/physicists-discover-antigravity

Come al solito tutto è molto affascinante ma mai provato …

Sfortunatamente, solo lui sembra essere in grado di produrre gli effetti che si vedono nei suoi video e, quando sottoposto ad attenta valutazione da parte di osservatori imparziali presenti agli esperimenti, non è in grado di replicarli. Le sue prove quindi consistono principalmente nelle sue affermazioni e nei suoi video.
Quì tutto è molto scentifico … nessun miracolo !

https://www.inverse.com/science/physicists-discover-antigravity

FISICI SCOPRONO L'”ANTIGRAVITÀ” IN UN BIZZARRO ESPERIMENTO DI GALLEGGIAMENTO
Benvenuti nel sottosopra.

SARAH WELLS
9.3.2020 21:26
È STATO PIÙ DI 2.000 ANNI FA CHE ARCHIMEDE, presumibilmente, correva nudo e bagnato per le strade di SIRACUSA, in Italia, esclamando “EUREKA!” in preda all’esaltazione per la scoperta di un fenomeno fisico fondamentale: il galleggiamento. La spinta e l’attrazione tra la gravità e le forze ascensionali “galleggianti” di un liquido sono ciò che mantiene le navi in mare (e, nel caso di Archimede, ha contribuito a scoprire una corona reale fraudolenta).

Ma se questa scoperta può essere antica, un team di fisici francesi ha ora scoperto un nuovo tipo di galleggiamento che chiamano “antigravità”. In prove teoriche e sperimentali, i ricercatori hanno scoperto che oggetti, come piccole barchette giocattolo, possono galleggiare sul lato opposto di fluidi levitati invece di cadere a causa della gravità.

La causa di questa bizzarra scoperta fisica? Le vibrazioni.

Gli scienziati sanno da tempo che la vibrazione di un mezzo, come un corpo d’acqua, alla giusta frequenza può far sorgere strane proprietà fisiche. È noto che il premio Nobel e fisico russo Pyotr Kapitza scoprì nel 1951 che applicando le vibrazioni a un pendolo si poteva creare un punto di equilibrio secondario e stabile. Mentre un pendolo normale oscilla da sinistra a destra con la forza di gravità, il pendolo vibrante di Kapitiza potrebbe fare lo stesso, ma puntando verso l’alto, apparentemente CONTRO LA FORZA DI GRAVITÀ.

In un nuovo studio, pubblicato mercoledì sulla rivista Nature, i ricercatori hanno scoperto di poter creare un simile effetto antigravità per gli oggetti galleggianti facendo vibrare e levitare liquidi densi in una camera di vetro chiusa. Molto più di una “fregatura” per la gravità, gli scienziati scrivono che l’esplorazione di questo fenomeno potrebbe avere effetti a catena nell’ingegneria chimica, dove gli scienziati usano colonne piene di bolle come bioreattori.

“Questo fenomeno controintuitivo di galleggiamento alla rovescia suggerisce che la stabilizzazione dell’instabilità di Rayleigh-Taylor attraverso le vibrazioni può essere considerata non solo di per sé, ma anche come un’opportunità per nuovi esperimenti in condizioni inesplorate”, scrivono gli autori, riferendosi a un fenomeno che si verifica tra superfici liquide di diversa densità, come quello utilizzato nel loro esperimento.

https://en.wikipedia.org/wiki/Rayleigh%E2%80%93Taylor_instability

Traduco con deepl in Italiano che non esiste ancora la pagina …

Instabilità di Rayleigh-Taylor
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Simulazione idrodinamica di un singolo “dito” dell’instabilità di Rayleigh-Taylor.[1] Si noti la formazione di instabilità di Kelvin-Helmholtz, nel secondo e nei successivi fotogrammi mostrati (a partire inizialmente intorno al livello {displaystyle y=0}y=0), così come la formazione di un “cappello a fungo” in una fase successiva nel terzo e quarto fotogramma della sequenza.

Dita di instabilità RT evidenti nella Nebulosa del Granchio
L’instabilità Rayleigh-Taylor, o instabilità RT (dal nome di Lord Rayleigh e G. I. Taylor), è un’instabilità di un’interfaccia tra due fluidi di diversa densità che si verifica quando il fluido più leggero spinge quello più pesante. [2][3][4] Gli esempi includono il comportamento dell’acqua sospesa sopra l’olio nella gravità della Terra,[3] le nubi a fungo come quelle delle eruzioni vulcaniche e delle esplosioni nucleari atmosferiche,[5] le esplosioni di supernove in cui il gas del nucleo in espansione viene accelerato nel gas del guscio più denso,[6][7] le instabilità nei reattori di fusione al plasma e[8] la fusione a confinamento inerziale.[9]

L’acqua sospesa sul petrolio è un esempio quotidiano di instabilità di Rayleigh-Taylor, che può essere modellata da due strati completamente piani e paralleli di fluido immiscibile, il fluido più denso sopra quello meno denso ed entrambi soggetti alla gravità terrestre. L’equilibrio in questo caso è instabile a qualsiasi perturbazione o disturbo dell’interfaccia: se una particella di fluido più pesante viene spostata verso il basso con un uguale volume di fluido più leggero spostato verso l’alto, l’energia potenziale della configurazione è inferiore allo stato iniziale. Pertanto, la perturbazione crescerà e porterà a un ulteriore rilascio di energia potenziale, poiché il materiale più denso si sposta verso il basso sotto il campo gravitazionale (effettivo) e il materiale meno denso viene ulteriormente spostato verso l’alto. Questa era la situazione studiata da Lord Rayleigh.[3] L’intuizione importante di G. I. Taylor è stata quella di capire che questa situazione è equivalente alla situazione in cui i fluidi sono accelerati, con il fluido meno denso che accelera nel fluido più denso.[3] Questo si verifica in profondità sott’acqua sulla superficie di una bolla in espansione e in un’esplosione nucleare.[10]

Con lo sviluppo dell’instabilità RT, le perturbazioni iniziali passano da una fase di crescita lineare a una fase di crescita non lineare, sviluppando infine “pennacchi” che fluiscono verso l’alto (nel senso di galleggiamento gravitazionale) e “picchi” che cadono verso il basso. Nella fase lineare, il movimento del fluido può essere strettamente approssimato da equazioni lineari e l’ampiezza delle perturbazioni cresce esponenzialmente nel tempo. Nella fase non lineare, l’ampiezza delle perturbazioni è troppo grande per un’approssimazione lineare e sono necessarie equazioni non lineari per descrivere i movimenti del fluido. In generale, la differenza di densità tra i fluidi determina la struttura dei successivi flussi di instabilità RT non lineari (assumendo che altre variabili come la tensione superficiale e la viscosità siano trascurabili). La differenza delle densità dei fluidi divisa per la loro somma è definita come numero di Atwood, A. Per A vicino a 0, i flussi di instabilità RT assumono la forma di “dita” simmetriche di fluido; per A vicino a 1, il fluido molto più leggero “sotto” il fluido più pesante assume la forma di pennacchi più grandi simili a bolle.[2]

Questo processo è evidente non solo in molti esempi terrestri, dalle cupole saline alle inversioni meteorologiche, ma anche in astrofisica e in elettroidrodinamica. Ad esempio, la struttura dell’instabilità RT è evidente nella Nebulosa del Granchio, in cui la nebulosa del vento pulsarale in espansione, alimentata dalla pulsar del Granchio, sta spazzando via il materiale espulso dall’esplosione di una supernova avvenuta 1000 anni fa.[11] L’instabilità RT è stata scoperta di recente anche nell’atmosfera esterna del Sole, o corona solare, quando una prominenza solare relativamente densa si sovrappone a una bolla di plasma meno densa.[12] Quest’ultimo caso assomiglia all’instabilità RT modulata magneticamente.[13][14][15]

Si noti che l’instabilità RT non va confusa con l’instabilità di Plateau-Rayleigh (nota anche come instabilità di Rayleigh) di un getto liquido. Questa instabilità, talvolta chiamata instabilità del tubo (o dell’idrante), si verifica a causa della tensione superficiale, che agisce per rompere un getto cilindrico in un flusso di goccioline con lo stesso volume totale ma con un’area superficiale più elevata.

Molte persone hanno assistito all’instabilità RT guardando una lampada di lava, anche se alcuni potrebbero affermare che questo è più accuratamente descritto come un esempio di convezione di Rayleigh-Bénard a causa del riscaldamento attivo dello strato di fluido sul fondo della lampada.

Contenuti
1 Fasi di sviluppo ed eventuale evoluzione in miscelazione turbolenta
2 Analisi della stabilità lineare
3 Spiegazione della vorticità
4 Comportamento nel tardo periodo
5 Vedi anche
6 Note
7 Riferimenti
7.1 Articoli di ricerca originali
7.2 Altro
8 Collegamenti esterni
Fasi di sviluppo ed eventuale evoluzione in rimescolamento turbolento

Questa figura rappresenta l’evoluzione dell’instabilità di Rayleigh-Taylor a partire da piccole perturbazioni di lunghezza d’onda all’interfaccia (a) che si sviluppano negli onnipresenti picchi a forma di fungo (strutture fluide di fluido pesante in fluido leggero) e nelle bolle (strutture fluide di fluido leggero in fluido pesante) (b) e queste strutture fluide interagiscono a causa della fusione e della competizione tra bolle (c), sviluppandosi infine in una regione di miscelazione (d). Qui ρ2 rappresenta il fluido pesante e ρ1 il fluido leggero. La gravità agisce verso il basso e il sistema è RT instabile.
L’evoluzione della RTI segue quattro fasi principali.[2] Nella prima fase, quando le ampiezze delle perturbazioni sono piccole rispetto alle loro lunghezze d’onda, le equazioni del moto possono essere linearizzate, con conseguente crescita esponenziale dell’instabilità. Nella parte iniziale di questa fase, una perturbazione iniziale sinusoidale mantiene la sua forma sinusoidale. Tuttavia, dopo la fine di questa prima fase, quando iniziano a comparire gli effetti non lineari, si osserva l’inizio della formazione degli onnipresenti picchi a forma di fungo (strutture fluide di fluido pesante che crescono in fluido leggero) e delle bolle (strutture fluide di fluido leggero che crescono in fluido pesante). La crescita delle strutture a fungo continua nella seconda fase e può essere modellata utilizzando modelli di resistenza al galleggiamento, con un tasso di crescita approssimativamente costante nel tempo. A questo punto, i termini non lineari nelle equazioni del moto non possono più essere ignorati. I picchi e le bolle iniziano a interagire tra loro nel terzo stadio. Si verifica la fusione delle bolle, in cui l’interazione non lineare dell’accoppiamento di modalità agisce per combinare i picchi e le bolle più piccoli per produrre quelli più grandi. Inoltre, si verifica una competizione tra bolle, in cui i picchi e le bolle di lunghezza d’onda minore che si sono saturati vengono avvolti da quelli più grandi che non si sono ancora saturati. Alla fine si sviluppa una regione di miscelazione turbolenta, che rappresenta il quarto e ultimo stadio dell’evoluzione. Si presume generalmente che la regione di miscelazione che si sviluppa alla fine sia autosimile e turbolenta, a condizione che il numero di Reynolds sia sufficientemente grande.[16]

Analisi di stabilità lineare

Stato base dell’instabilità di Rayleigh-Taylor. La gravità punta verso il basso.
L’instabilità bidimensionale inviscida di Rayleigh-Taylor (RT) costituisce un eccellente trampolino di lancio per lo studio matematico della stabilità, grazie alla semplicità dello stato di base. [Questo è lo stato di equilibrio che esiste prima che al sistema venga aggiunta una perturbazione ed è descritto dal campo di velocità media {displaystyle U(x,z)=W(x,z)=0,\,}U(x,z)=W(x,z)=0,\, dove il campo gravitazionale è {displaystyle {\textbf {g}}=-g{\hat {\textbf {z}}. \Un’interfaccia a {displaystyle z=0\,}z=0\, separa i fluidi di densità {displaystyle \rho {G}\,}\rho {G}\, nella regione superiore, e {displaystyle \rho {L}\,}\rho {L}\, nella regione inferiore. In questa sezione si dimostra che quando il fluido pesante si trova in cima, la crescita di una piccola perturbazione all’interfaccia è esponenziale e avviene al tasso[3]

{displaystyle \exp(\gamma \,t)\; ´qquad {testo}}con}quad ´gamma ={sqrt {{mathcal {A}}g\alpha }}quad {testo}e}}quad {mathcal {A}}={frac {rho {testo{pesante}}-{rho {testo{leggero}}{{rho {testo{pesante}}+{rho {testo{leggero}}}}, \,}exp(\gamma \,t)\; , \´quadro ´testuale con ´quadro ´gamma ={\sqrt {{mathcal {A}}g\alpha }}}quadro {{testuale e}}quadro {{mathcal {A}}={frac {\rho {{{testo{pesante}}}}-\rho {{{testo{leggero}}}}}{\rho {{{testo{pesante}}}}+\rho {{{testo{leggero}}}}}}, \,
dove {displaystyle \gamma \,}\gamma \, è il tasso di crescita temporale, {displaystyle \alpha \,}\alpha \, è il numero d’onda spaziale e {displaystyle {\mathcal {A}}\,}{\mathcal {A}}, è il numero di Atwood.

Dettagli dell’analisi di stabilità lineare[17] Una derivazione simile appare in,[13] §92, pp. 433-435.
L’evoluzione temporale dell’elevazione dell’interfaccia libera {displaystyle z=\eta (x,t),\,}z=\eta (x,t),\, inizialmente a {displaystyle \eta (x, 0)=\Re \left{B\, \exp \left(i\alpha x\right)\right},\,}\eta (x,0)=\Re \left{B\, \exp \left(i\alpha x\right)\right},\, è data da:

{displaystyle \eta =\Re \left{B\, \exp \left({sqrt {{mathcal {A}}g\alpha }}, t\right)\exp \left(i\alpha x\right)\right}, }eta =Re \left {B},\exp \left({\sqrt {{mathcal {A}}g\alpha }},t\right)\exp \left(i\alpha x\right)\right}},
che cresce esponenzialmente nel tempo. Qui B è l’ampiezza della perturbazione iniziale e {displaystyle \Re \left{\cdot \right}\,}\Re \left{\cdot \right}\, indica la parte reale dell’espressione a valore complesso tra parentesi.

In generale, la condizione per l’instabilità lineare è che la parte immaginaria della “velocità dell’onda” c sia positiva. Infine, il ripristino della tensione superficiale rende c2 meno negativo e quindi stabilizzante. Esiste infatti una gamma di onde corte per le quali la tensione superficiale stabilizza il sistema e impedisce la formazione dell’instabilità.

Quando i due strati del fluido possono avere una velocità relativa, l’instabilità è generalizzata all’instabilità di Kelvin-Helmholtz-Rayleigh-Taylor, che comprende sia l’instabilità di Kelvin-Helmholtz sia l’instabilità di Rayleigh-Taylor come casi speciali. È stato recentemente scoperto che le equazioni dei fluidi che governano la dinamica lineare del sistema ammettono una simmetria parità-tempo, e l’instabilità di Kelvin-Helmholtz-Rayleigh-Taylor si verifica quando e solo quando la simmetria parità-tempo si rompe spontaneamente.[18]

Spiegazione della vorticità

Visualizzazione di una configurazione di instabilità di Rayleigh-Taylor in cui la coppia baroclina all’interfaccia crea vorticità e induce un campo di velocità che aumenta la coppia baroclina. Qui ω è la vorticità, p è la pressione, ρ è la densità, u è la velocità e g è la gravità. Le frecce circolari spesse rappresentano il campo di velocità creato dal vortice.
L’instabilità RT può essere vista come il risultato della coppia baroclina creata dal disallineamento dei gradienti di pressione e densità all’interfaccia perturbata, come descritto dall’equazione bidimensionale della vorticità inviscida, {displaystyle {\frac {D\omega }{Dt}}={\frac {1}{\rho ^{2}}{nabla \rho \times \nabla p}{\displaystyle {\frac {D\omega }{Dt}}={\frac {1}{\rho ^{2}}{nabla \rho \times \nabla p}, dove ω è la vorticità, ρ la densità e p la pressione. In questo caso il gradiente di pressione dominante è quello idrostatico, dovuto all’accelerazione.

Nella configurazione instabile, per una particolare componente armonica della perturbazione iniziale, la coppia sull’interfaccia crea vorticità che tenderà ad aumentare il disallineamento dei vettori gradiente. Questo crea a sua volta ulteriore vorticità, portando a un ulteriore disallineamento. Questo concetto è illustrato nella figura, dove si osserva che le due vortici controrotanti hanno campi di velocità che si sommano in corrispondenza del picco e dell’avvallamento dell’interfaccia perturbata. Nella configurazione stabile, la vorticità, e quindi il campo di velocità indotto, sarà in una direzione che diminuisce il disallineamento e quindi stabilizza il sistema.[16][19]

Comportamento nel tempo
L’analisi della sezione precedente si interrompe quando l’ampiezza della perturbazione è grande. La crescita diventa allora non lineare, poiché i picchi e le bolle dell’instabilità si aggrovigliano e si arrotolano in vortici. A questo punto, come nella figura, è necessaria una simulazione numerica dell’intero problema per descrivere il sistema.

Vedi anche
Instabilità di Saffman-Taylor
Instabilità di Richtmyer-Meshkov
Instabilità di Kelvin-Helmholtz
Nube a fungo
Instabilità Plateau-Rayleigh
Diteggiatura del sale
Stabilità idrodinamica
Vortice di Kármán
Rottura del filo di fluido
Note
Li, Shengtai & Hui Li. “Codice parallelo AMR per equazioni MHD o HD comprimibili”. Laboratorio Nazionale di Los Alamos. Recuperato il 2006-09-05.
Sharp, D.H. (1984). “Una panoramica dell’instabilità di Rayleigh-Taylor”. Physica D. 12 (1): 3-18. Bibcode:1984PhyD…12….3S. doi:10.1016/0167-2789(84)90510-4.
Drazin (2002) pp. 50-51.
David Youngs (a cura di). “Instabilità e mescolamento di Rayleigh-Taylor”. Scholarpedia.
“Perché le bombe nucleari creano nuvole di funghi”. 20 novembre 2013.
Wang, C.-Y. & Chevalier R. A. (2000). “Instabilities and Clumping in Type Ia Supernova Remnants”. The Astrophysical Journal. 549 (2): 1119-1134. arXiv:astro-ph/0005105v1. Bibcode:2001ApJ…549.1119W. doi:10.1086/319439. S2CID 15244583.
Hillebrandt, W.; Höflich, P. (1992). “Supernova 1987a nella Grande Nube di Magellano”. In R. J. Tayler (ed.). Astrofisica stellare. CRC Press. pp. 249-302. ISBN 978-0-7503-0200-5.. Vedere pagina 274.
Chen, H. B.; Hilko, B.; Panarella, E. (1994). “L’instabilità di Rayleigh-Taylor nel pinch sferico”. Journal of Fusion Energy. 13 (4): 275-280. Bibcode:1994JFuE…13..275C. doi:10.1007/BF02215847. S2CID 122223176.
Betti, R.; Goncharov, V.N.; McCrory, R.L.; Verdon, C.P. (1998). “Tassi di crescita dell’instabilità ablativa di Rayleigh-Taylor nella fusione a confinamento inerziale”. Physics of Plasmas. 5 (5): 1446-1454. Bibcode:1998PhPl….5.1446B. doi:10.1063/1.872802.
John Pritchett (1971). “VALUTAZIONE DI VARI MODELLI TEORICI PER L’ESPLOSIONE SOTTOMARINA” (PDF). Governo degli Stati Uniti. p. 86. Archiviato dall’originale (PDF) il 18 ottobre 2012. Recuperato il 9 ottobre 2012.
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Berger, Thomas E.; Slater, Gregory; Hurlburt, Neal; Shine, Richard; et al. (2010). “Dinamiche di prominenza quiescenti osservate con il telescopio ottico solare Hinode. I. Turbulent Upflow Plumes”. The Astrophysical Journal. 716 (2): 1288-1307. Bibcode:2010ApJ…716.1288B. doi:10.1088/0004-637X/716/2/1288.
Chandrasekhar, S. (1981). Stabilità idrodinamica e idromagnetica. Dover. ISBN 978-0-486-64071-6.. Si veda il capitolo X.
Hillier, A.; Berger, Thomas; Isobe, Hiroaki; Shibata, Kazunari (2012). “Simulazioni numeriche dell’instabilità magnetica di Rayleigh-Taylor nel modello di prominenza di Kippenhahn-Schlüter. I. Formazione di upflow”. The Astrophysical Journal. 716 (2): 120-133. Bibcode:2012ApJ…746..120H. doi:10.1088/0004-637X/746/2/120.
Singh, Chamkor; Das, Arup K.; Das, Prasanta K. (2016), “Single-mode instability of a ferrofluid-mercury interface under a nonuniform magnetic field”, Physical Review E, 94 (1): 012803, Bibcode:2016PhRvE..94a2803S, doi:10.1103/PhysRevE.94.012803, PMID 27575198
Roberts, M.S.; Jacobs, J.W. (2015). “Gli effetti delle perturbazioni iniziali forzate di piccola lunghezza d’onda e larghezza di banda finita e della miscibilità sull’instabilità turbolenta di Rayleigh Taylor”. Journal of Fluid Mechanics. 787: 50-83. Bibcode:2016JFM…787…50R. doi:10.1017/jfm.2015.599. OSTI 1436483. S2CID 126143908.
Drazin (2002), pagg. 48-52.
Qin, H.; et al. (2019). “L’instabilità di Kelvin-Helmholtz è il risultato della rottura della simmetria parità-tempo”. Physics of Plasmas. 26 (3): 032102. arXiv:1810.11460. Bibcode:2019PhPl…26c2102Q. doi:10.1063/1.5088498. S2CID 53658729.
Roberts, M.S. (2012). “Esperimenti e simulazioni sull’instabilità incomprimibile di Rayleigh-Taylor con perturbazioni iniziali di piccola lunghezza d’onda”. Dissertazioni dell’Università dell’Arizona. Bibcode:2012PhDT…….222R.
Riferimenti
Documenti di ricerca originali
Rayleigh, Lord (John William Strutt) (1883). “Indagine sul carattere dell’equilibrio di un fluido pesante incomprimibile di densità variabile”. Atti della Società Matematica di Londra. 14: 170-177. doi:10.1112/plms/s1-14.1.170. (Il documento originale è disponibile all’indirizzo: https://www.irphe.fr/~clanet/otherpaperfile/articles/Rayleigh/rayleigh1883.pdf).
Taylor, Sir Geoffrey Ingram (1950). “L’instabilità delle superfici liquide quando sono accelerate in una direzione perpendicolare ai loro piani”. Atti della Royal Society di Londra. Serie A, Scienze Matematiche e Fisiche. 201 (1065): 192-196. Bibcode:1950RSPSA.201..192T. doi:10.1098/rspa.1950.0052. S2CID 98831861.
Altro
Chandrasekhar, Subrahmanyan (1981). Stabilità idrodinamica e idromagnetica. Dover Publications. ISBN 978-0-486-64071-6.
Drazin, P. G. (2002). Introduzione alla stabilità idrodinamica. Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-00965-2. xvii+238 pagine.
Drazin, P. G.; Reid, W. H. (2004). Stabilità idrodinamica (2a ed.). Cambridge: Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-52541-1. 626 pagine.
Collegamenti esterni

Wikimedia Commons ha media relativi alle instabilità di Rayleigh-Taylor.
Dimostrazione Java dell’instabilità RT nei fluidi
Immagini e video reali delle dita RT
Esperimenti sull’instabilità di Rayleigh-Taylor presso l’Università dell’Arizona
Esperimento sull’instabilità di Rayleigh-Taylor al plasma presso il California Institute of Technology

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