Brownsche Bewegung

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Dieser Artikel befasst sich mit dem naturwissenschaftlichen Phänomen. Das mathematische Modell gleichen Namens wird unter Wiener-Prozess beschrieben.
Zweidimensionale brownsche Bewegung

Die brownsche Bewegung ist die vom schottischen Botaniker Robert Brown im Jahr 1827 entdeckte unregelmäßige und ruckartige Wärmebewegung kleiner, aber mikroskopisch sichtbarer Teilchen in Flüssigkeiten und Gasen. Der ebenfalls gebräuchliche Name brownsche Molekularbewegung rührt daher, dass Molekül damals noch generell zur Bezeichnung eines kleinen Körpers gebraucht wurde. Moleküle im heutigen Sinn, die noch um vieles kleiner sind als die im Mikroskop sichtbaren Teilchen, bleiben hier vollständig unsichtbar. Sie bringen aber die von Brown beobachteten Bewegungen der sichtbaren Teilchen hervor. Nach den Erklärungen von Albert Einstein (1905) und Marian Smoluchowski (1906) stoßen die Moleküle aufgrund ihrer ungeordneten Wärmebewegung ständig und aus allen Richtungen in großer Zahl gegen die Teilchen, wobei rein zufällig mal die eine Richtung, mal die andere Richtung stärker zum Tragen kommt. Diese Vorstellung wurde in den folgenden Jahren durch die Experimente und Messungen von Jean Baptiste Perrin quantitativ bestätigt. Die erfolgreiche Erklärung der brownschen Bewegung gilt als Meilenstein auf dem Weg zum wissenschaftlichen Nachweis der Existenz der Moleküle und damit der Atome.

Brownsche Bewegung von fluoreszierenden Latex-Kügelchen (Durchmesser etwa 20 nm) in Wasser mit einem SPI-Mikroskop beobachtet.

Erforschungsgeschichte[Bearbeiten]

Brown beobachtete 1827 unter dem Mikroskop, dass Pollen in einem Wassertropfen unregelmäßige ruckartige Bewegungen machten. Ursprünglich nahm er an, dass dies ein Hinweis auf eine den Pollen innewohnende Lebenskraft sei, wie sie lange Zeit von Wissenschaftlern als existent vermutet wurde (siehe organische Chemie). Jedoch konnte er die gleiche Bewegung dann auch an sicher unbelebten Staubkörnern in Wasser beobachten.

Von einem ganz ähnlichen Phänomen bei Rußteilchen auf Alkohol hatte Jan Ingenhousz bereits 1784 berichtet. Er gab als Ursache die Verdunstung der Flüssigkeit an. Ingenhausz erwähnte dies Phänomen nur nebenbei als Beispiel für mögliche Störungen beim Studium von Mikroben, wenn man den Tropfen unter dem Mikroskop nicht mit einem Deckglas abdeckt.[1] Seine Beobachtung blieb dann bis ins 20. Jahrhundert vergessen. Dennoch wird zuweilen Ingenhousz als der eigentliche Entdecker der brownschen Bewegung bezeichnet.

Nach Browns Veröffentlichung erbrachten detaillierte Experimente, insbesondere durch Christian Wiener 1863, zunehmend die Gewissheit, dass die brownsche Bewegung eine allgemeine und grundsätzliche Erscheinung ist, die durch die Bewegung unsichtbar kleiner Flüssigkeitsteilchen hervorgerufen wird. Damit ergab sich aus der brownschen Bewegung der erste Nachweis der in der molekularen Theorie der Wärme angenommenen allgemeinen Wärmebewegung aller Teilchen (siehe auch Thermodynamik#Geschichte, Phlogiston).[2]

Ohne Kenntnis all dieser Arbeiten kam Einstein in seiner Doktorarbeit 1905 auf rein theoretischem Weg, ausgehend von der molekularen Theorie der Wärme, zu einer quantitativen „Vorhersage“ der brownschen Bewegung. Nach seiner Formel wächst das Quadrat der von einem Teilchen zurückgelegten Strecke im Durchschnitt proportional zur Zeitspanne und zur (absoluten) Temperatur, sowie umgekehrt proportional zum Radius des Teilchens und zur Viskosität der Flüssigkeit. Diese Formel konnte in den folgenden Jahren durch die Experimente von Jean Baptiste Perrin bestätigt werden. Unter anderem hierfür erhielt er 1926 den Nobelpreis für Physik. Auch Diffusion, Osmose und Thermophorese basieren auf der Wärmebewegung der Moleküle.

Physikalisches Modell[Bearbeiten]

Für Teilchen in einem viskosen Medium, die sich durch unregelmäßige Stöße von ihrem Ausgangspunkt entfernen, konnten Albert Einstein (1905)[3], Marian Smoluchowski (1906)[4] und Paul Langevin (1908)[5] zeigen, dass der mittlere quadratische Abstand von ihrem Ausgangspunkt proportional zur Zeit anwächst. Für Bewegung in einer Dimension gilt

x^2 = \frac{k_B T }{3 r \pi \eta}\, t\ .

Darin ist x^2 der Mittelwert der Quadrate x-Koordinate, die vom Ort x=0 ausgehend in der Zeit t erreicht werden. k_B ist die Boltzmann-Konstante, T die absolute Temperatur, r der Radius der Teilchens und \eta die Viskosität der Flüssigkeit bzw. des Gases. Ein wichtiger Aspekt der Formel ist, dass hier die Boltzmannkonstante k_\mathrm{B} mit makroskopisch messbaren Größen verknüpft wird. Das ermöglicht die experimentelle Bestimmung der Avogadro-Konstante und damit der Anzahl, Größe und Masse der wegen ihrer Kleinheit unsichtbaren Moleküle.

Die Herleitung von Langevin ist die einfachste:

Ein Teilchen der Masse m folgt der Bewegungsgleichung (hier nur in x-Richtung)

m\frac{\mathrm{d}^2x}{\mathrm{d}t^2}=F_x - f\, \frac{\mathrm{d}x}{\mathrm{d}t}\ ,

wenn neben einer Kraft F_x vom Medium eine Reibungskraft F_R = - f\, \mathrm{d}x/\mathrm{d}t ausgeübt wird. Nach Multiplikation mit x kann das umgeformt werden zu

\frac12 m \cdot \frac{d}{\mathrm{d}t}\left(  \frac{\mathrm{d}x^2}{\mathrm{d}t} \right) - \frac12 m \cdot \left(  \frac{\mathrm{d}x}{\mathrm{d}t} \right)^2= x\cdot F_x - \frac12 f \frac{\mathrm{d}x^2}{\mathrm{d}t}\ .

Hiervon wird der Mittelwert über viele Teilchen gebildet (oder über viele wiederholte Beobachtungen am selben Teilchen). Die Größe x^2 wird dann zur mittleren quadratischen Entfernung des Teilchens vom Punkt x=0, also zur Varianz V der von vielen Teilchen gebildeten statistischen Verteilung. Der 2. Term auf der linken Seite wird die mittlere kinetische Energie und ist durch den Gleichverteilungssatz gegeben:

 \frac12 m \cdot \left(  \frac{\mathrm{d}x}{\mathrm{d}t} \right)^2= \overline{E_\text{kin,x}} = \frac12 k_B T\

Der Durchschnittswert des Terms x\cdot F_x verschwindet, wenn die Kräfte F_x von ungeordneten Stößen der Moleküle herrühren, die das Teilchen im Mittel weder nach +x noch nach -x stoßen. Für die Durchschnittswerte bleibt also:

\frac12 m \cdot \frac{d}{\mathrm{d}t}\left(  \frac{\mathrm{d}V}{\mathrm{d}t} \right) = k_B T  - \frac12 f \frac{\mathrm{d}V}{\mathrm{d}t}\ .

Das ist eine Differentialgleichung für das Anwachsen der Varianz V(t) mit der Zeit. Nach Erreichen eines stationären Zustands verschwindet die linke Seite der Gleichung und es bleibt:

\frac12 f \frac{\mathrm{d}V}{\mathrm{d}t} =  k_B T  \ .

V(t) wächst dann also proportional zur Zeit. Einsetzen von f= 6 \pi R  \eta \cdot \mathrm{d}x/\mathrm{d}t (Gesetz von Stokes) ergibt schließlich die oben angegebene Formel für den mittleren quadratischen Abstand vom Ausgangspunkt.

Mathematisches Modell[Bearbeiten]

In der Mathematik ist eine brownsche Bewegung B = (B_t)_{t \in [0,\infty]} ein zentrierter Gauß-Prozess mit Kovarianzfunktion \operatorname{Cov}(B_t,B_s) = \operatorname{min}(t,s) für alle t,s \geq 0. Der resultierende stochastische Prozess ist heute zu Ehren von Norbert Wiener, der die wahrscheinlichkeitstheoretische Existenz desselben 1923 bewies, als Wiener-Prozess bekannt.

Es gibt mehrere Möglichkeiten, eine brownsche Bewegung mathematisch zu konstruieren:

  • die abstrakte Konstruktion anhand des Schemas von Kolmogorow, wobei man dann Probleme mit der Pfadstetigkeit bekommt.
  • die Lévy-Ciesielski-Konstruktion: Hierbei wird die brownsche Bewegung mit Hilfe der durch das Haarsystem auf  C([0,1]) induzierten Schauderbasis bereits als stochastischer Prozess mit stetigen Pfaden konstruiert.
  • Seien Z_0, Z_1, … unabhängig und standardnormalverteilt,

dann ist

S(t) = Z_0 t + \sum_{k=1}^\infty Z_k \frac{\sqrt{2} \sin(k \pi t)}{k \pi}

eine brownsche Bewegung.

Die brownsche Bewegung spielt auch bei der Simulation von Aktienkursverläufen eine Rolle, außerdem dient sie als Grundlage der Erforschung von Warteschlangen.[6]

Siehe auch[Bearbeiten]

Weblinks[Bearbeiten]

Einzelnachweise[Bearbeiten]

  1. Jan Ingenhous: Bemerkungen über den Gebrauch des Vergrößerungsglases. In: N. C. Molitor (Hrsg.): Vermischte Schriften von Ingen-Housz. 2. Auflage, Bd. II, Wien 1784, S. 123–124 (eingeschränkte Vorschau in der Google-Buchsuche).
  2.  The Svedberg: Die Existenz der Moleküle. Akad. Verlagsgesellschaft, Leipzig 1912, S. 89ff.
  3.  A. Einstein: Über die von der molekularkinetischen Theorie der Wärme geforderte Bewegung von in ruhenden Flüssigkeiten suspendierten Teilchen. In: Annalen der Physik. 322, Nr. 8, 1905, S. 549–560 (Digitalisat (PDF; 733 kB)).
  4.  M. Smoluchowski: Zur kinetischen Theorie der Brownschen Molekularbewegung und der Suspensionen. In: Annalen der Physik. 326, Nr. 14, 1906, S. 756–780 (Digitalisat (PDF; 1,4 MB)).
  5.  P. Langevin: Sur la theorie du mouvement Brownien. In: Comptes Rendues. 146, 1908, S. 530.
  6. Mathematik des Schlangestehens „Beim Warten sind wir wie Moleküle“. auf sueddeutsche.de, 17. Mai 2010.