早在1859年，W.H.贝赞特已经关注无界液体中空泡经受远方均匀压力变化引起的流动问题，瑞利在1917年给出了该问题的无黏流动解，用于解释空化剥蚀。M.S.普莱塞特于1954年给出了黏性不可压液体中球形空泡运动的动力学方程。瑞利-普莱塞特方程（R-P方程）的一般形式可写成：

这一方程的推导基于以下基本假定：黏性不可压液体，空泡内气体含量恒定，泡内气、汽均匀分布，其压力是蒸汽分压与气体分压之和，蒸汽分压是周围液体温度下的饱和蒸汽压，不计重力与气体惯性。为球泡半径，液体密度、动力黏度和表面张力为常数。环境压力为已知函数，是调控空泡生长或溃灭的激励机制。忽略黏性与表面张力时，R-P方程右端后两项消失，退化为瑞利方程。

对于理想气体的多方过程，气体分压。为近似常数，等温过程，绝热过程（绝热指数），为初始时刻处于平衡状态的气泡半径。当，、和其他常数给定时，此方程解的一般形式，给出气泡对于环境压力的响应特征，并反映了方程的强非线性。空泡生长过程一般相当平滑，并且泡的最大半径发生在最小压力出现之后。溃灭过程却完全不同，空泡界面速度与液体内压力峰值会急剧提高，空泡界面速度甚至可与水中声速同量级，需要考虑液体的压缩性。

在热效应显著情况下，将R-P方程中的气体分压表达为，求解需要给出与的关系。在恒定的环境压力下，由于温度的增加会引起饱和蒸汽压的提高，因而空化更容易发生。当环境温度接近液体相变的临界温度时，例如：低温流体在火箭引擎中运动的情况，热效应变得十分重要。由于蒸发需要热量，这些热量从空泡周围液体向液/汽界面传递，使得相变发生的温度低于环境液体温度（热力学滞后现象）。为了确定泡内温度，需要使用热力学平衡方程。常温环境下，水中空泡膨胀与溃灭过程的温度效应一般可以忽略，但空泡溃灭末期（微秒量级）由于泡内所含气体被高度压缩，导致泡内温度急剧上升至103℃的量级，对空泡内气体的热力学性质产生重要影响。

空泡演化过程中，其半径和速度可能会变化好几个量级。其特征时间尺度有：压力时间，相当于空泡溃灭的瑞利时间；黏性时间，描述由于黏性作用造成的空泡壁面运动减速；表面张力时间，描述表面张力作用下的空泡溃灭时间。这里，、和分别作为空泡半径、时间和压力的特征尺度，为表面积。R-P方程的无量纲参数有：雷诺数，韦伯数，压力参数。

黏性对空泡的膨胀和溃灭具有阻尼作用，但是实际问题中黏性作用是微弱的。小幅脉动压力作用下的空泡线性振动的阻尼率为。相对于通过体积变化来影响气泡溃灭的惯性而言，表面张力仅当条件满足时才会变得重要。压力差为一个大气压时，水中满足此条件的空泡半径为2.2微米，在实际问题中很少考虑。

如果忽略黏性且设为常数，R-P方程通过解析积分，可以表达为经典的类型常微分方程，显然仅当是正值时运动才能够发生。在附近，平衡状态的稳定性要求。这个条件等价于静力学稳定性判据，即只有在曲线的下降段，气泡的平衡才是稳定的。如果另有一个根大于，由于没有考虑任何耗散力，空泡半径在这两个值之间呈无阻尼的周期性振动。振动过程依赖于比值，此值接近1时为简谐振动。如果很大，则运动是高度非线性的，核内气体的弹性会使空泡再次膨胀，振动过程看上去像一系列的迅速膨胀和溃灭。如果函数没有大于的根，空泡界面速度的符号不会改变，空泡会无限膨胀，空泡界面速度趋于极限值。函数在处有重根可以作为稳定性的动力学判据，它对应着气核发生周期性振动与无限膨胀之间的临界状态。对于强周期性激励下的空泡运动性态，R-P方程的非线性起到重要的作用。有学者从分岔和混沌的角度研究其非线性效应。

普莱塞特等学者研究了正在膨胀或溃灭的球形空泡界面的稳定性问题。普莱塞特（1954）的线性稳定性分析表明：忽略黏性与表面张力作用时，不含气体的蒸汽空泡在溃灭末期趋于稳定。然而，对于实际的含有不可凝聚气体的空泡，空泡的反弹再生长现象将改变这一结果。当接近溃灭终点以及反弹发生之前，达到很大的负值而，根据稳定性讨论，这两个条件都会造成不稳定；但在膨胀末期和收缩发生之前，且为很小的正值，则有利于球形界面的稳定。

球空泡理想模型和实际相差很远，空泡的对称性可能被重力、压力梯度与周围流动与边界约束打破。例如，固壁或自由面附近气泡的溃灭、剪切层或旋转流动中的气泡演化等。此类问题一般需要数值方法求解。