Spin-Bahn-Kopplung

Spin-Bahn-Kopplung

Die Spin-Bahn-Kopplung oder Spin-Bahn-Wechselwirkung ist eine in der Atom-, Kern- und Elementarteilchenphysik auftretende Wechselwirkung, deren Stärke von der Stellung des Spins des Teilchens relativ zu seinem Bahndrehimpuls abhängt. Bei gebundenen Teilchen führt die Spin-Bahn-Wechselwirkung zu einer Aufspaltung von Energieniveaus, die zur Feinstruktur des Niveauschemas beiträgt. Für die Elektronen der Atomhülle sind diese Effekte relativ geringfügig, haben aber wichtige Auswirkungen auf den Atombau.

Die Spin-Bahn-Wechselwirkung wird im Rahmen der nichtrelativistischen Quantenmechanik durch einen eigenen Term in der Schrödingergleichung ausgedrückt, der das Skalarprodukt von Bahn- und Spindrehimpuls des Teilchens enthält. In der relativistischen Quantenmechanik ergibt sich ein entsprechender Energiebeitrag automatisch.

Gebundene Teilchen

Die Spin-Bahn-Wechselwirkung wurde bei den Elektronen in der Atomhülle zuerst beobachtet. Hier bewirkt sie eine Aufspaltung der Spektrallinien und trägt damit (neben relativistischen Effekten und dem Darwin-Term) zur Feinstruktur der Atomspektren bei. Ein bekannter Fall ist die Aufspaltung der gelben D-Linie von Natrium, die sich bereits mit einem guten Prisma beobachten lässt.

Wesentlich stärker ist die Spin-Bahn-Wechselwirkung für die Protonen und Neutronen im Atomkern (siehe Schalenmodell (Kernphysik)).

Halbklassische Deutung für ein Elektron

Nimmt man Eigendrehimpuls (Spin) und magnetisches Moment des Elektrons als vorgegeben, lässt sich die Spin-Bahn-Kopplung anschaulich schon im Bohrschen Atommodell begründen: Aus der Maxwelltheorie und der speziellen Relativitätstheorie folgt, dass auf ein Elektron, wenn es im elektrischen Feld eines Atomkerns kreist, ein magnetisches Feld wirkt. Im Ruhesystem des Elektrons wird nämlich eine kreisende Bewegung des Kerns wahrgenommen. Diese Bewegung stellt aufgrund der Ladung des Kerns einen Kreisstrom dar, welcher nach dem Gesetz von Biot-Savart ein Magnetfeld parallel zum Bahndrehimpulsvektor erzeugt. Da das magnetische Moment des Elektrons zu seinem Spin antiparallel ist, ergibt sich für eine Spinrichtung parallel zum Feld eine höhere Energie und für die entgegengesetzte eine niedrigere. Da für einen Spin 1/2 nur diese zwei Einstellmöglichkeiten existieren, wird ein einzelnes Energieniveau in zwei Niveaus aufgespalten, und es gibt in den optischen Spektren zwei gegenüber der ursprünglichen Lage leicht verschobene Linien, die bei grober Betrachtung aber als eine erscheinen.

In der nichtrelativistischen Quantenmechanik wird für jedes Elektron ein entsprechender Summand in der Schrödingergleichung hinzugefügt, in der relativistischen Quantenmechanik ergeben sich Spin, magnetisches Moment und Spin-Bahn-Wechselwirkung automatisch aus der Diracgleichung.

Spin-Bahn-Kopplungsenergie für ein Elektron

Der Operator für die Spin-Bahn-Wechselwirkung eines Elektrons im elektrostatischen Zentralfeld lautet[1]

$ \hat H_{\ell s} =-\hat \vec B_{\ell} \cdot \hat \vec \mu_{s} = \frac{a}{\hbar^2}\hat {\vec \ell} \cdot \hat {\vec s} $

Darin ist $ a $ die Spin-Bahn-Kopplungskonstante

$ a = \frac{Z e^2 \mu_0 \hbar^2}{8 \pi m_e^2 r^3} $,

die von der Stärke des durch die Bahnbewegung des Elektrons hervorgerufenen Magnetfelds $ B_{\ell} $ und seines magnetischen Moments $ \vec \mu_{s} $ abhängt.

me bezeichnet die Elektronenmasse, e die Elektronenladung, µ0 die magnetische Feldkonstante und $ \hbar $ das reduzierte plancksche Wirkungsquantum, r den Abstand des Elektrons vom Atomkern.

Daraus ergibt sich für Zustände mit $ \ell >0 $ folgende Energieverschiebung:

$ \Delta E =- \vec \mu_{s} \cdot \vec B_{l} = a \frac{ \hat {\vec \ell} \cdot \hat {\vec s}}{\hbar ^2} = {a\over 2}\;[j(j\mathord+1) - \ell(\ell\mathord+1) -s(s\mathord+1)] = \left\{ \begin{array}{ccc} \frac{a}{2}\ell & (\text{für}\ j=\ell+\frac12)\\ -\frac{a}{2}(\ell+1) & (\text{für}\ j=\ell-\frac12) \end{array} \right . $

j ist die Quantenzahl des Gesamtdrehimpulses des Teilchens, der in halbzahligen Vielfachen von $ \hbar $ gequantelt ist. Da der Entartungsgrad der Niveaus $ 2j+1 $ ist, bleibt ihr gewichteter Schwerpunkt von der Spin-Bahn-Aufspaltung unbeeinflusst (Regel der Spektroskopischen Stabilität). Im Bohrschen Modell ist r der Bahnradius des Elektrons, $ r= n^2 \tfrac{a_B}{Z} $ (n Hauptquantenzahl, $ a_B $ Bohrscher Radius). Daher ist $ a $ am größten für die innerste bohrsche Bahn (n=1). Insgesamt wächst die Aufspaltung durch Spin-Bahn-Kopplung mit steigender Ordnungszahl $ Z $ also wie $ Z^4 $. In quantenmechanischer Behandlung ist der Faktor $ \tfrac{1}{r^3} $ durch den über das jeweilige Orbital genommenen Mittelwert $ \left\langle \tfrac{1}{r^3} \right\rangle $ zu ersetzen. Bei Vernachlässigung der Einflüsse anderer Elektronen ergibt sich

$ \left\langle \frac{1}{r^3} \right\rangle = \frac{Z^3}{a_B^3\,n^3\,(\ell+1)(\ell+\frac12)\ell} $

Der Abstand zwischen den aufgespaltenen Niveaus zu $ j=\ell \pm\tfrac12 $ beträgt $ \Delta E = {a\over 2} (2\ell+1) $ (siehe auch Landésche Intervallregel). Er tritt z. B. bei der Röntgenphotoelektronenspektroskopie (XPS), bei der Absorption von Röntgenstrahlung und der Emission von charakteristischer Röntgenstrahlung experimentell in Erscheinung, weil diese Prozesse direkt von der Bindungsenergie einzelner Elektronen in inneren Schalen des Atoms abhängen.

Kopplungsschemata bei mehreren Teilchen

Wenn der Gesamtdrehimpuls des Atoms sich aus den Spins $ s_i $ und Bahndrehimpulsen $ \ell_i $ von mindestens zwei Teilchen ($ i=1,2, \ldots $) zusammensetzt, gibt es verschiedene Möglichkeiten, Zwischensummen der Drehimpulse mit jeweils eigenen Quantenzahlen zu bilden. Diese Möglichkeiten werden als Kopplungsschema bezeichnet. Die wichtigsten sind die jj-Kopplung mit Quantenzahlen $ j_i $ für die Gesamtdrehimpulse jedes einzelnen Teilchens, und die LS-Kopplung mit Quantenzahlen $ L $ und $ S $ für die Summe Bahndrehimpulse bzw. Spins aller Teilchen. Grundsätzlich kann man jeden Mehrelektronenzustand wahlweise durch Überlagerung von jj-Basiszuständen oder LS-Basiszuständen darstellen. Fortgeschrittene Berechnungen der Struktur der Energieeigenzustände der Atomhülle gehen immer von einem solchen intermediären Kopplungsschema aus.

jj-Kopplung bei mehreren Elektronen

Für jedes Teilchen $ i $ werden Spin- und Bahndrehimpuls addiert und ergeben dessen Gesamtdrehimpuls mit Quantenzahl $ j_i $. Aus diesen 1-Teilchen-Gesamtdrehimpulsen $ j_i $ wird der Gesamtdrehimpuls der Elektronenhülle mit Quantenzahl $ J $ gebildet. Sind es mehr als zwei Teilchen, gibt es hier wiederum mehrere Möglichkeiten, die aber keine eigenen Namen erhalten haben.

Das jj-Kopplungsschema ergibt Zustände, die bei starker Spin-Bahn-Wechselwirkung eine gute Näherung and die Energieeigenzustände des Atoms darstellen. In den Atomen nimmt die Stärke der Spin-Bahn-Wechselwirkung mit steigender Hauptquantenzahl n ab, mit steigendem Z (z. B. bei Blei mit Z=82) aber zu. Sie spielt bei mittelschweren Atomen in den inneren Schalen und bei schweren Atomen in der ganzen Hülle oft eine größere Rolle als die gegenseitige Störung der Elektronen untereinander. Jedes Elektron befindet sich daher in einem Zustand mit einer „guten Quantenzahl“ ji für seinen Gesamtdrehimpuls. Bei der Zusammensetzung der Drehimpulse ji der einzelnen Elektronen zum Gesamtdrehimpuls J des Atoms ergibt sich der Gesamtdrehimpuls einer abgeschlossenen Schale oder Unterschale immer zu Null. Daher sind für den Gesamtdrehimpuls der Atomhülle nur die Elektronen in nicht vollbesetzten Schalen zu berücksichtigen.

LS-Kopplung bei mehreren Elektronen

Aus den Bahndrehimpulsen aller Teilchen wird ein Gesamtbahndrehimpuls mit Quantenzahl $ L $ gebildet, ebenso aus den Spins ein Gesamtspin mit Quantenzahl $ S $. Aus $ L $ und $ S $ wird der Gesamtdrehimpuls der Elektronenhülle mit Quantenzahl $ J $ gebildet. Irrtümlich wird die LS-Kopplung aufgrund ihres Namens leicht mit der Spin-Bahn-Wechselwirkung in Zusammenhang gebracht oder sogar damit verwechselt. Gelegentlich wird die LS-Kopplung auch als Russell-Saunders-Kopplung bezeichnet, benannt nach Henry Norris Russell und Frederick Albert Saunders.

Die LS-Kopplung herrscht vor, wenn die Spin-Bahn-Wechselwirkung vernachlässigt werden kann. Das gilt bei den Energieeigenzuständen der leichteren Atome, bei denen die gegenseitige elektrostatische Störung der Elektronen eine größere Rolle spielt als die Spin-Bahn-Wechselwirkung jedes einzelnen Elektrons. Die oben beschriebene Abhängigkeit der Energie eines jeden einzelnen Elektrons vom Skalarprodukt $ (\hat {\vec \ell} \cdot \hat {\vec s}) $ ist bei kleineren Kernladungszahlen Z nämlich so schwach, dass die Elektronen in einer nicht abgeschlossenen Schale in erster Linie durch ihre wechselseitige Coulombabstoßung beeinflusst werden, die von den Spins unabhängig ist. Die Gesamtwellenfunktion eines Energieeigenzustands ist daher in guter Näherung als ein Produkt einer Ortswellenfunktion aller Elektronen mit einer Spinfunktion aller Elektronen anzusetzen. In solchen Zuständen hat (außer für $ \ell\mathord =0 $) kein Elektron einen Zustand inne, der durch eine Quantenzahl $ j $ für seinen Gesamtdrehimpuls gekennzeichnet ist. Jedoch hat der Gesamtbahndrehimpuls

$ \hat {\vec L}=\sum_i \hat {\vec \ell_i} $

eine feste Größe (Quantenzahl $ L $, Eigenwert $ \hbar^2 L(L\mathord+1) $ zum Operator $ \hat {\vec L }^2 $), die auch die Energie dieser Zustände bestimmt. Da in dieser Näherung die Energie nicht von den Spins abhängt, handelt es immer um entartete Zustände zum gleichen $ L $, die formal weiter nach der Quantenzahl $ S $ für den Gesamtspin der Elektronen aufgeschlüsselt werden können:

$ \hat {\vec S}=\sum_i \hat {\vec s_i} $.

(Tatsächlich braucht man abgeschlossene Schalen dabei nicht zu berücksichtigen, denn sie haben automatisch $ L\mathord=S\mathord=0 $.) Wenn mindestens zwei Elektronen in derselben Unterschale $ n, \ell\ (\ell \ne 0) $ sind, dann können $ L $ und $ S $ jeweils mehrere verschiedene Werte haben. Sofern die Coulombabstoßung und weitere Energiebeiträge – noch – vernachlässigt sind, gehören sie alle zur gleichen Energie (Entartung). Dabei kommen aber nur die Kombinationen von $ L $ und $ S $ vor, die dem Pauli-Prinzip entsprechen, d. h. die eine antisymmetrische Wellenfunktion ergeben, wenn zwei Elektronen miteinander vertauscht werden. Nun sind die Ortswellenfunktion zweier Elektronen zu gegebenem $ L $ für sich allein bei Vertauschung (innerhalb einer Unterschale) immer schon entweder symmetrisch oder antisymmetrisch, je nachdem ob $ L $ gerade oder ungerade ist. Auch die Spinwellenfunktion zu gegebenem Gesamtspin $ S $ ist entweder symmetrisch oder antisymmetrisch, nur im umgekehrten Sinn. Damit insgesamt eine fermionische antisymmetrische Wellenfunktion entsteht, müssen Orts- und Spinfunktion eines Niveaus entgegengesetzte Symmetrie haben.

Wird im nächsten Schritt die Coulomb-Abstoßung der Elektronen berücksichtigt, wird die Energie des Zustands angehoben. Dieser Energiebeitrag ist für die Ortswellenfunktionen zu verschiedenen Gesamtbahndrehimpulsen $ L $ verschieden, insbesondere ist die Abstoßung für eine symmetrische Ortswellenfunktion ($ L $ gerade) größer als für antisymmetrische ($ L $ ungerade). Die Energie hängt also vom Symmetriecharakter der Ortswellenfunktion ab, der, wie eben dargestellt, umgekehrt zum Symmetriecharakter der jeweiligen Spinfunktion sein muss. So ergibt sich schließlich für jeden Wert von $ S $ eine andere Energie, obwohl die Spins der Elektronen an den Wechselwirkungen rechnerisch überhaupt noch nicht beteiligt wurden. Für leichte Atome (bis etwa zur Kernladungszahl $ Z=10 $) ist das eine gute Näherung. Den Niveaus leichter Atome können damit die Quantenzahlen $ L $ und $ S $ zugeordnet werden. Dies ist das LS-Kopplungsschema. Zur jj-Kopplung ist es in gewissem Sinn entgegengesetzt (aber die nach LS-Kopplung gebildeten Zustände sind nicht automatisch orthogonal zu den nach jj-Kopplung gebildeten).

Im folgenden Schritt wird die immer noch existente Spin-Bahn-Kopplung eines jeden Elektrons berücksichtigt. Sie macht sich bei den LS-Zuständen durch eine weitere feine Aufspaltung bemerkbar, durch die jedem möglichen Eigenwert $ J $ zum Gesamtdrehimpuls $ \hat {\vec J}\mathord= \hat {\vec L} \mathord+ \hat {\vec S} $ eine etwas verschiedene Energie zugeordnet wird (als ob es eine Wechselwirkung der Form $ (\hat {\vec L} \cdot \hat {\vec S}) $ gäbe). Es entsteht ein Multiplett mit (im Allgemeinen) $ {2S\mathord+1} $ eng benachbarten Niveaus, die in ihren Quantenzahlen $ L $ und $ S $ alle übereinstimmen.

In LS-Kopplung hat also jedes Elektron nach wie vor die Quantenzahlen $ n_i, \ell_i $, aber nicht $ j_i $. Ein Niveau der ganzen Atomhülle hat die drei Quantenzahlen $ L, S , J $, die im Termsymbol $ ^{2S\mathord+1}L_J $ zusammengefasst werden.

Mit zunehmender Kernladungszahl wird die Beschreibung nach der LS-Kopplung eine immer schlechtere Näherung, bis ab mittleren Kernladungszahlen die Spin-Bahn-Wechselwirkung der einzelnen Elektronen so groß wird, dass das jj-Kopplungsschema zunehmend besser zutrifft. Man sagt, die LS-Kopplung wird aufgebrochen. Der Übergangsbereich zwischen beiden Kopplungsschemata wird als intermediäre Kopplung (engl. intermediate coupling) bezeichnet. Sie zeichnet sich bspw. durch eine Aufweichung des Interkombinationsverbotes auf.[2]

Aufspaltung im Magnetfeld

Wasserstoffniveaus und Spinbahnwechselwirkung unter Einfluss eines Magnetfeldes.

Ein Niveau mit bestimmtem $ L $, $ S $ und $ J $ enthält $ 2J+1 $ einzelne Zustände mit verschiedenem $ M_J $ $ \in\{-J\,,-J+1,\,...\,,\,+J\}, $. Ohne Magnetfeld sind sie energetisch entartet und bilden ein einziges Niveau. Bei endlichem Magnetfeld gilt das nicht mehr:

  • In einem schwachen Magnetfeld behalten die drei Quantenzahlen $ L $, $ S $ und $ J $ ihren Sinn, aber die Energien spalten nach den $ M_J $ auf. Es entstehen $ 2J+1 $ Niveaus (mit gleichen $ L $, $ S $, $ J $). Die magnetische Zusatzenergie $ \Delta E_{M_J} $ dieser Energieeigenzustände ist proportional zum Magnetfeld $ B $ und zu $ M_J $ (siehe Zeeman-Effekt und Landé-Faktor).
  • Wird diese Aufspaltung so groß, dass sie gegenüber dem Energieunterschied zu den Niveaus mit benachbarten $ J $-Werten nicht mehr vernachlässigbar ist, wird die Kopplung von $ L $ und $ S $ zu einem festen Wert $ J $ zunehmend aufgebrochen. Die Energieeigenzustände haben dann nach wie vor die Quantenzahlen $ L $ und $ S $, sind aber Überlagerungen der Zustände mit verschiedenem $ J $, haben als aber keine festen Quantenzahl $ J $ mehr. Ihre Energien variieren nichtlinear mit dem Magnetfeld, bis im Extremfall des starken Feldes (Paschen-Back-Effekt) die Zustände zu festen Werten $ M_L $ und $ M_S $ zu Energieeigenzuständen werden und deren Energien wieder linear vom Magnetfeld abhängen.

Das gleiche geschieht auch bei einem einzelnen äußeren Elektron mit bestimmtem $ \ell $, $ s $ und $ j $. Während im schwachen Magnetfeld alle Niveaus je nach $ j $ ihre Zeeman-Aufspaltung proportional $ m_j $ zeigen, gehen die Niveaus im starken Magnetfeld in Zustände zu festen Quantenzahlen $ m_s $ und $ m_\ell $ über (s. Abbildung).

Ungebundene Teilchen

Wenn ein Teilchen beispielsweise gestreut und dadurch aus seiner Flugrichtung abgelenkt wird, ruft die Spin-Bahn-Wechselwirkung im Allgemeinen eine Abhängigkeit des differentiellen Wirkungsquerschnitts vom Azimutwinkel hervor (siehe auch Spinpolarisation, Mott-Streuung). Auch in Kernreaktionen und für alle Elementarteilchen mit starker Wechselwirkung (Hadronen) spielt die Spin-Bahn-Wechselwirkung eine entsprechende Rolle.

Einzelnachweise und Fußnoten

  1. Hermann Haken, Hans Christoph Wolf: Atom- und Quantenphysik. Einführung in die experimentellen und theoretischen Grundlagen. 8., aktualisierte und erweiterte Auflage. Springer, Berlin u. a. 2004, ISBN 3-540-02621-5.
  2. Hermann Haken, Hans Christoph Wolf: Atom- und Quantenphysik – Einführung in die experimentellen und theoretischen Grundlagen. 8. Auflage. Springer, Berlin 2003, ISBN 3-540-02621-5, S. 329.

Weblinks


Diese Artikel könnten dir auch gefallen



Die letzten News


07.04.2021
Myon g-2: Kleines Teilchen mit großer Wirkung
Das Myon g-2-Experiment des Fermilab in den USA steht vor einem Sensationsmoment, der die Geschichte der Teilchenphysik neu schreiben könnte. Und vielleicht sogar Hinweise auf noch unbekannte Teilchen im Universum gibt.
02.04.2021
Zwei merkwürdige Planeten
Uranus und Neptun habe beide ein völlig schiefes Magnetfeld.
02.04.2021
Der erste interstellare Komet könnte der ursprünglichste sein, der je gefunden wurde
Neue Beobachtungen mit dem Very Large Telescope (VLT) der Europäischen Südsternwarte (ESO) deuten darauf hin, dass der abtrünnige Komet 2I/Borisov einer der ursprünglichsten ist, die je beobachtet wurden.
02.04.2021
Erstmals Atominterferometer im Weltraum demonstriert
Atominterferometer erlauben hochpräzise Messungen, indem sie den Wellencharakter von Atomen nutzen. Sie werden zum Beispiel für die Vermessung des Schwerefelds der Erde eingesetzt oder um Gravitationswellen aufzuspüren. Weitere Raketenmissionen sollen folgen.
02.04.2021
Sendungsverfolgung für eine Quantenpost
Quantenkommunikation ist abhörsicher, aber bislang nicht besonders effizient.
25.03.2021
Astronomen bilden Magnetfelder am Rand des Schwarzen Lochs von M 87 ab
Ein neuer Blick auf das massereiche Objekt im Zentrum der Galaxie M 87 zeigt das Erscheinungsbild in polarisierter Radiostrahlung.
24.03.2021
Die frühesten Strukturen des Universums
Das extrem junge Universum kann nicht direkt beobachtet werden, lässt sich aber mithilfe mathematischer Theorien rekonstruieren.
24.03.2021
Können Sternhaufen Teilchen höher beschleunigen als Supernovae?
Ein internationales Forschungsteam hat zum ersten Mal gezeigt, dass hochenergetische kosmische Strahlung in der Umgebung massereicher Sterne erzeugt wird. Neue Hinweise gefunden, wie kosmische Strahlung entsteht.
24.03.2021
Neue Resultate stellen physikalische Gesetze in Frage
Forschende der UZH und des CERN haben neue verblüffende Ergebnisse veröffentlicht.
21.03.2021
Elektronen eingegipst
Eine scheinbar einfache Wechselwirkung zwischen Elektronen kann in einem extremen Vielteilchenproblem zu verblüffenden Korrelationen führen.
21.03.2021
Chromatischer Lichtteilcheneffekt für die Entwicklung photonischer Quantennetzwerke enthüllt
Es ist ein weiterer Schritt auf dem Weg zur Entwicklung von Anwendungen der Quanteninformationsverarbeitung. In einem Schlüsselexperiment ist es gelungen, die bislang definierten Grenzen für Photonenanwendungen zu überschreiten.
18.03.2021
Stratosphärische Winde auf Jupiter erstmals gemessen
Mit dem Atacama Large Millimeter/submillimeter Array (ALMA) hat ein Team von Astronomen zum ersten Mal die Winde in der mittleren Atmosphäre des Jupiters direkt gemessen.
18.03.2021
Was Gravitationswellen über Dunkle Materie verraten
Die NANOGrav-Kollaboration hat kürzlich erste Hinweise auf sehr niederfrequente Gravitationswellen beobachtet.
18.03.2021
Filamente des kosmischen Netzwerks entdeckt
Einem internationalen Team von Astronominnen und Astronomen gelang zum ersten Mal die direkte Kartierung kosmischer Filamente im jungen Universum, weniger als zwei Milliarden Jahre nach dem Urknall. Die Beobachtungen zeigen sehr leuchtschwache Galaxien, und geben Hinweise auf deren Vorfahren.
18.03.2021
Blaupausen für das Fusionskraftwerk
Am 21 März 1991 erzeugte die Experimentieranlage ASDEX Upgrade im Max-Planck-Institut für Plasmaphysik (IPP) in Garching das erste Plasma.
12.03.2021
Was die reflektierte Strahlung von Exoplaneten verraten könnte
Als 1995 der erste Planet außerhalb unseres Sonnensystems gefunden wurde, war das eine Sensation, die später mit dem Physik-Nobelpreis gewürdigt wurde.
12.03.2021
Theoretische Lösung für Reisen mit Überlichtgeschwindigkeit
Wenn Reisen zu fernen Sternen innerhalb der Lebenszeit eines Menschen möglich sein sollen, muss ein Antrieb gefunden werden, der schneller als Lichtgeschwindigkeit ist.
12.03.2021
Quantenkontrolle mit Fernbedienung
Quantentechnologien basieren auf der präzisen Kontrolle des Zustands und der Wechselwirkung einzelner Quantenteilchen.
12.03.2021
Wie Gesteine die Bewohnbarkeit von Exoplaneten beeinflussen
Die Verwitterung von Silikatgesteinen trägt massgeblich dazu bei, dass auf der Erde ein gemässigtes Klima herrscht.
12.03.2021
Roboter lernen schneller mit Quantentechnologie
Künstliche Intelligenz ist Teil unseres modernen Lebens und eine entscheidende Frage für praktische Anwendungen ist, wie schnell solche intelligenten Maschinen lernen können.
11.03.2021
Mikroskopisch kleine Wurmlöcher als theoretische Möglichkeit
In vielen Science-Fiction-Filmen spielen Wurmlöcher eine wichtige Rolle – als Abkürzung zwischen zwei weit entfernten Orten des Weltalls.
09.03.2021
Das am weitesten entfernte Radio-Leuchtfeuer im frühen Universum
Quasare sind die hellen Zentren von Galaxien, die von schwarzen Löchern angetrieben werden, und aktiv Materie ansammeln.
06.03.2021
Eine nahe, glühend heiße Super-Erde
In den vergangenen zweieinhalb Jahrzehnten haben Astronomen Tausende von Exoplaneten aus Gas, Eis und Gestein aufgespürt.
06.03.2021
Vulkane könnten den Nachthimmel dieses Planeten erhellen
Bisher haben Forschende keine Anzeichen auf globale tektonische Aktivität auf Planeten ausserhalb unseres Sonnensystems gefunden.
03.03.2021
„Ausgestorbenes Atom“ lüftet Geheimnisse des Sonnensystems
Anhand des „ausgestorbenen Atoms“ Niob-92 konnten Forscherinnen Ereignisse im frühen Sonnensystem genauer datieren als zuvor.