Brownsche Bewegung

Bei der Beobachtung der Pollen von Clarkia pulchella in einem Wassertropfen stellte Brown 1827 fest, dass es zwischen den etwa 100 Mikrometern großen Pollen kleinere, etwa 6–8 Mikrometer große Partikel gab, die unregelmäßige ruckartige Bewegungen vollführten.[2][3] Heute ist bekannt, dass es sich bei diesen Partikeln um Organellen wie Amyloplasten und Spherosomen handelte.[4] Ursprünglich nahm Brown 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, wenn sie entsprechend klein waren.

Von einem ganz ähnlichen Phänomen bei Rußteilchen auf Alkohol hatte Jan Ingenhousz bereits 1784 berichtet. Er gab als Ursache die Verdunstung der Flüssigkeit an. Ingenhousz erwähnte dies Phänomen nur nebenbei als Beispiel für vermeidbare Störungen beim Studium von Mikroben, wenn man den Tropfen unter dem Mikroskop nicht mit einem Deckglas abdeckt.[5] Seine Beobachtung blieb dann bis ins 20. Jahrhundert vergessen. Dennoch wird zuweilen Ingenhousz als der eigentliche Entdecker der brownschen Bewegung bezeichnet.[6] Wie David Walker[7] aber bemerkte, waren die in Alkohol suspendierten Kohleteilchen, die Ingenhousz beschrieb, zu groß, um an ihnen brownsche Bewegung zu studieren, und die Bewegung war außerdem völlig durch Konvektionsbewegungen aufgrund der Verdunstung überlagert, wie auch schon Ingenhousz richtig als wahrscheinliche Quelle der Bewegung vermutet hatte. Ingenhousz beschrieb im selben Buch die Abdeckung der Tropfen mit Glasplättchen, was die Verdunstungsbewegungen auf Randbereiche beschränkte, falls diese nicht versiegelt waren. Auch hier war aber die Brownsche Bewegung nur bei kleinsten Kohleteilchen (mit Durchmessern von rund 5 Mikrometer oder weniger) zu beobachten und dieser Fall war auch nicht von Ingenhousz beschrieben worden. Eine bedeutende Fehlerquelle waren auch Vibrationen, die allein schon durch den Atem des Beobachters ausgelöst wurden.

Schematische Darstellung der Brownschen Bewegung

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 beobachtete Hinweis auf die in der molekularen Theorie der Wärme angenommenen allgemeinen Wärmebewegung aller Teilchen (siehe auch Geschichte der Thermodynamik, Phlogiston).[8]

Für Teilchen in einem viskosen Medium, die sich durch unregelmäßige Stöße von ihrem Ausgangspunkt entfernen, konnten Albert Einstein (1905), Marian Smoluchowski (1906)[15] und Paul Langevin (1908)[16] theoretisch zeigen, dass der mittlere quadratische Abstand von ihrem Ausgangspunkt proportional zur Zeit anwächst. Für Bewegung in einer Dimension gilt

${\displaystyle \langle x^{2}\rangle ={\frac {k_{\mathrm {B} }T}{3R_{0}\pi \eta }}\,t}$

Darin bezeichnet ${\displaystyle \langle x^{2}\rangle }$ die zurückgelegte mittlere quadratische Wegstrecke des brownschen Teilchens, ${\displaystyle k_{\mathrm {B} }}$ ist die Boltzmann-Konstante, ${\displaystyle T}$ die absolute Temperatur, ${\displaystyle R_{0}}$ der hydrodynamische Radius der Teilchen und ${\displaystyle \eta }$ die Viskosität der Flüssigkeit bzw. des Gases. Ein wichtiger Aspekt der Formel ist, dass hier die Boltzmann-Konstante ${\displaystyle k_{\mathrm {B} }}$ mit makroskopisch messbaren Größen verknüpft wird. Das ermöglicht die direkte experimentelle Bestimmung dieser Größe und damit der Avogadro-Konstante, aus der sich weiter die Größe und Masse der wegen ihrer Kleinheit unsichtbaren Moleküle ergibt.

Die einfachste Herleitung stammt von Langevin:

Ein Teilchen der Masse ${\displaystyle m}$ folgt der Bewegungsgleichung (hier nur in ${\displaystyle x}$-Richtung)

${\displaystyle m{\frac {\mathrm {d} ^{2}x}{\mathrm {d} t^{2}}}=F_{x}-f\,{\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} t}}\ ,}$

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

${\displaystyle {\frac {1}{2}}m\cdot {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\left({\frac {\mathrm {d} x^{2}}{\mathrm {d} t}}\right)-m\cdot \left({\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} t}}\right)^{2}=x\cdot F_{x}-{\frac {1}{2}}f{\frac {\mathrm {d} x^{2}}{\mathrm {d} t}}\ .}$

Hiervon wird der Mittelwert über viele Teilchen gebildet (oder, mit gleichem Ergebnis, über viele wiederholte Beobachtungen am selben Teilchen). Auf der linken Seite der Gleichung wird die Größe ${\displaystyle x^{2}}$ im 1. Term dann zur mittleren quadratischen Entfernung der Teilchen vom Punkt ${\displaystyle x=0}$, also zur Varianz ${\displaystyle V}$ der von vielen Teilchen gebildeten statistischen Verteilung. Der 2. Term auf der linken Seite wird die doppelte mittlere kinetische Energie und ist durch den Gleichverteilungssatz gegeben:

${\displaystyle {\frac {1}{2}}m\cdot \left({\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} t}}\right)^{2}={\overline {E_{\text{kin,x}}}}={\frac {1}{2}}k_{\mathrm {B} }T\ .}$

Der Durchschnittswert des Terms ${\displaystyle x\cdot F_{x}}$ verschwindet, wenn die Kräfte ${\displaystyle F_{x}}$ von ungeordneten Stößen der Moleküle herrühren, die im Mittel die Teilchen nicht in eine bestimmte Richtung (${\displaystyle +x}$ oder ${\displaystyle -x}$) stoßen. Für die Durchschnittswerte bleibt also:

${\displaystyle {\frac {1}{2}}m\cdot {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\left({\frac {\mathrm {d} V}{\mathrm {d} t}}\right)=k_{\mathrm {B} }T-{\frac {1}{2}}f{\frac {\mathrm {d} V}{\mathrm {d} t}}\ .}$

Das ist eine Differentialgleichung, nach der die Varianz ${\displaystyle V(t)}$ mit der Zeit anwächst, wobei die Geschwindigkeit ${\displaystyle {\tfrac {\mathrm {d} V}{\mathrm {d} t}}}$ des Anwachsens einem Sättigungswert zustrebt. Nach Erreichen dieses stationären Zustands verschwindet die linke Seite der Gleichung und es bleibt:

${\displaystyle {\frac {1}{2}}f{\frac {\mathrm {d} V}{\mathrm {d} t}}=k_{\mathrm {B} }T\ .}$

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

Die brownsche Bewegung spielt auch bei der Simulation von Aktienkursverläufen eine Rolle, außerdem dient sie als Grundlage der Erforschung von Warteschlangen.[17]

Sei ${\displaystyle (\Omega ,{\mathcal {F}},P)}$ ein Wahrscheinlichkeitsraum. In der Mathematik ist eine brownsche Bewegung ${\displaystyle B=(B_{t})_{t\geq 0}}$ ein zeitstetiger stochastischer Prozess, der folgende Eigenschaften erfüllt:

1. ${\displaystyle B_{0}=0}$ (${\displaystyle P}$-fast sicher).
2. Für ${\displaystyle m\in \mathbb {N} }$ und gegebene Zeitpunkte ${\displaystyle 0\leq t_{0}<t_{1}<\dotsb <t_{m}}$ sind die Zuwächse ${\displaystyle B_{t_{i}}-B_{t_{i-1}}}$ stochastisch unabhängig und normalverteilt ${\displaystyle B_{t_{i}}-B_{t_{i-1}}\sim {\mathcal {N}}\left(0,t_{i}-t_{i-1}\right)}$.
3. Die einzelnen Pfade sind (${\displaystyle P}$-)fast sicher stetig.

Der resultierende stochastische Prozess ist heute zu Ehren von Norbert Wiener, der die wahrscheinlichkeitstheoretische Existenz desselben 1923 bewies, als Wiener-Prozess bekannt.

Eine multiparametrische Verallgemeinerung der brownschen Bewegung ist das brownsche Blatt.

• Rüdiger Bessenrodt: Brownsche Bewegung: Hundert Jahre Theorie der wichtigsten Brücke zwischen Mikro- und Makrophysik, Physik Journal, 1977, Band 33, Seiten 7–16, doi:10.1002/phbl.19770330104

• brownsche Brücke
• gebrochene brownsche Bewegung
• geometrische brownsche Bewegung
• diffusionsbegrenztes Wachstum
• molekulare Ratsche
• molekulare Maschine
• maxwellscher Dämon

Commons: Brownian motion – Sammlung von Bildern, Videos und Audiodateien

• Brownsche Bewegung. In: schulen.eduhi.at. Archiviert vom Original am 5. Juli 2017; abgerufen am 5. Juli 2017.
• E. Nelson, Dynamical Theories of Brownian Motion (PDF-Datei; 465 kB)
• J.P. Meyburg and Detlef Diesing, random walk of silver adatom on Ag(111) surface. In: physchemunidue.github.io. Abgerufen am 1. Dezember 2022 (englisch, „Random Walk“ eines Ag Adatoms auf einer Ag(111)-Einkristalloberfläche).

1. Teaching the Growth, Ripening, and Agglomeration of Nanostructures in Computer Experiments, Jan Philipp Meyburg und Detlef Diesing, Journal of Chemical Education, (2017), 94, 9, 1225–1231, doi:10.1021/acs.jchemed.6b01008
2. Robert Brown: "A brief account of microscopical observations made in the months of June, July and August, 1827, on the particles contained in the pollen of plants; and on the general existence of active molecules in organic and inorganic bodies." In: Philosophical Magazine. Band 4, 1905, S. 161–173.
3. Brian J. Ford: Robert Brown, Brownian Movement, and teethmarks on the hatbrim. In: The Microscope. Band 39 (3&4), 1991, S. 161–171.
4. Philip Pearle, Brian Collett, Kenneth Bart, David Bilderback, Dara Newman and Scott Samuels: "What Brown saw and you can too ". In: Am. J. Phys. Band 78, 2010, S. 1278, doi:10.1119/1.3475685, arxiv:1008.0039.
5. Jan Ingenhousz: Bemerkungen über den Gebrauch des Vergrößerungsglases. In: N. C. Molitor (Hrsg.): Vermischte Schriften von Ingen-Housz. 2. Auflage, Band II, Wien 1784, S. 123–124 (eingeschränkte Vorschau in der Google-Buchsuche).
6. Zuerst P. W. van der Pas The Early History of the Brownian Motion, XIIe Congrès International d'Histoire des Sciences, Paris 1968, Actes Tome VIII, Histoire des Sciences Naturelles et de la Biologie, Paris: Blanchard 1971, S. 143–158, van der Pas The Discovery of the Brownian Motion, Scientiarum Historia, Band 13, 1971, S. 27–35. Und der Artikel über Ingehousz von van der Pas im Dictionary of Scientific Biography.
7. David Walker: Did Jan Ingenhousz in 1784 unwittingly report Brownian motion / movement in an inert material to give him priority over Brown? A review of the evidence with videos. Abgerufen am 6. Februar 2018.
8. The Svedberg: Die Existenz der Moleküle. Akad. Verlagsgesellschaft, Leipzig 1912, S. 161–173.
9. Olav Kallenberg: Foundations of Modern Probability. Hrsg.: Springer. 2021, S. 865, doi:10.1007/978-3-030-61871-1.
10. E. Behrends: Markovprozesse und stochastische Differentialgleichungen. Hrsg.: Springer Spektrum. Wiesbaden 2013, Kap. 5, doi:10.1007/978-3-658-00988-5.
11. A. Einstein: Über die von der molekularkinetischen Theorie der Wärme geforderte Bewegung von in ruhenden Flüssigkeiten suspendierten Teilchen. In: Annalen der Physik. Band 17, 1905, S. 549–560 (Online [PDF; 716 kB; abgerufen am 7. August 2021]).
12. Einstein, Elementare Theorie der Brownschen Bewegung, Zeitschrift für Elektrochemie und angewandte physikalische Chemie, Band 14, 1908, S. 235–239. Ausführlichere Darstellung von Einstein.
13. Jean Perrin: Mouvement brownien et réalité moléculaire. In: Annales de chimie et de physique. ser. 8, 18, 1909, S. 5–114.
14. Einstein and Brownian Motion, APS Februar 2005
15. M. Smoluchowski: Zur kinetischen Theorie der Brownschen Molekularbewegung und der Suspensionen. In: Annalen der Physik. Band 326, Nr. 14, 1906, S. 756–780 (Online [PDF; 1,3 MB; abgerufen am 7. August 2021]).
16. P. Langevin: Sur la théorie du mouvement Brownien. In: Comptes Rendues. Band 146, 1908, S. 530 (Online [abgerufen am 7. August 2021] bei Gallica).
17. Mathematik des Schlangestehens „Beim Warten sind wir wie Moleküle“. auf sueddeutsche.de, 17. Mai 2010.
18. Norbert Wiener: Differential Space. In: Journal of Mathematics and Physics. Nr. 2, 1923, doi:10.1002/sapm192321131 (wiley.com).
19. Paley, R.E.A.C., Wiener, N. & Zygmund: A. Notes on random functions. In: Math Z. Band 37, 1933, S. 647–668, doi:10.1007/BF01474606.
20. Peter Mörters und Yuval Peres: Brownian Motion (Cambridge Series in Statistical and Probabilistic Mathematics). Hrsg.: Cambridge University Press. 2010, doi:10.1017/CBO9780511750489.