Shapiro-Verzögerung: Unterschied zwischen den Versionen

Breaking News
Zufallsbild: Gerd Altmann / Pixabay

Shapiro-Verzögerung: Unterschied zwischen den Versionen

imported>Jo-Jo Eumerus
K ((GR) File renamed: File:Shapiro delay thumbnail.gif.png → File:Shapiro delay thumbnail.png Criterion 6 (maintenance or bug fix))
 
imported>Ra-raisch
(da ist kein Lorentzfaktor)
 
Zeile 1: Zeile 1:
Die '''Shapiro-Verzögerung''', benannt nach [[Irwin I. Shapiro]], bewirkt dass die Ausbreitungsgeschwindigkeit von Licht in der Nähe einer großen Masse im [[Bezugssystem]] eines weit entfernten Beobachters langsamer als die lokale [[Lichtgeschwindigkeit]] ist. Dies steht im Einklang mit der [[Allgemeine Relativitätstheorie|Allgemeinen Relativitätstheorie]].
Die '''Shapiro-Verzögerung''', benannt nach [[Irwin I. Shapiro]], bewirkt, dass im [[Bezugssystem]] eines von Gravitationszentren weit entfernten Beobachters (Nullpotential) die Ausbreitungsgeschwindigkeit von Licht nahe einer großen Masse geringer ist als die lokale [[Lichtgeschwindigkeit]]. Dies steht im Einklang mit der [[Allgemeine Relativitätstheorie|Allgemeinen Relativitätstheorie]].


Der [[Gravitationslinseneffekt]], bei dem Licht durch Gravitation abgelenkt wird, lässt sich mit der Shapiro-Verzögerung erklären. Dabei ergibt sich die Ablenkung ähnlich wie bei der [[Brechung (Physik)|Brechung]] von Licht an [[Linse (Optik)|Linsen]] aus Glas, aus einer lokalen Änderung der Ausbreitungsgeschwindigkeit.
Der [[Gravitationslinseneffekt]], bei dem Licht durch [[Gravitation]] abgelenkt wird, lässt sich mit der Shapiro-Verzögerung erklären. Dabei ergibt sich die Ablenkung des Lichts, ähnlich wie bei seiner [[Brechung (Physik)|Brechung]] an [[Linse (Optik)|Linsen]] aus Glas, aus einer lokalen Änderung seiner Ausbreitungsgeschwindigkeit.


== Effekt ==
== Effekt ==
Für schwach rotierende, zeitunabhängige Gravitationsfelder erhält man als Näherung die [[Metrischer Tensor|Metrik]] der [[Schwarzschild-Metrik|Schwarzschildlösung]] in [[Kugelkoordinaten]]
Für schwach rotierende, zeitunabhängige [[Gravitationsfeld]]er erhält man als Näherung die [[Metrischer Tensor|Metrik]] der [[Schwarzschild-Metrik|Schwarzschildlösung]] in [[Kugelkoordinaten]]
 
:<math>g = \begin{pmatrix} 1+2\phi(r) & 0 & 0 & 0 \\ 0 & \frac{-1}{1+2\phi(r)} & 0 & 0 \\ 0 & 0 & -r^2 & 0 \\ 0 & 0 & 0 & -r^2 \sin^2{\theta} \end{pmatrix}</math>
:<math>g = \begin{pmatrix} 1+2\phi(r) & 0 & 0 & 0 \\ 0 & \frac{-1}{1+2\phi(r)} & 0 & 0 \\ 0 & 0 & -r^2 & 0 \\ 0 & 0 & 0 & -r^2 \sin^2{\theta} \end{pmatrix}</math>
[[Bild:Shapiro_Verzögerung_im_starken_Feld,_schiefer_Wurf_Thumbnail.png|mini|320px|right|link=Bild:Shapiro_Verzögerung_im_starken_Feld,_schiefer_Wurf.gif|links: lokale Schalengeschwindigkeit, rechts: Shapiro-verzögerte Koordinatengeschwindigkeit (Animation)]]
[[Bild:Shapiro delay thumbnail.png|thumb|right|320px|link=Bild:Shapiro_delay.gif|links: Strahlenbündel in flacher Raumzeit, rechts: shapiroverzögerte und abgelenkte Strahlen in der Gegenwart einer Masse (Animation)]]
Die Näherung lässt sich zum Beispiel gut an der Oberfläche eines Sterns verwenden, an der Oberfläche eines stark rotierenden und sehr viel dichteren [[Neutronenstern]]s ist sie jedoch nicht so gut anwendbar und es gibt messbare Abweichungen. Bei der Anwendung auf einen Stern ist das durch ''c²'' normierte Gravitationspotential <math>\phi (r) = -\frac{Gm}{c^2r} = -\frac{r_G}{r}</math>, wobei ''<math>r_G</math>'' der Gravitationsradius, ''c'' die Lichtgeschwindigkeit, ''m'' die Masse des Sterns und ''G'' die newtonsche Gravitationskonstante sind.


Mit dieser Näherung lässt sich anschaulich die Lichtablenkung durch Gravitation als Brechungseffekt interpretieren. Dazu muss man sich überlegen, was die Ortszeit <math>\tau</math> an einem Raumzeitpunkt ist. Man definiert für ein infinitesimales Zeitintervall <math>\mathrm d\tau</math>:
[[Bild:Shapiro Verzögerung im starken Feld, schiefer Wurf Thumbnail.png|mini|320px|right|link=Bild:Shapiro_Verzögerung_im_starken_Feld,_schiefer_Wurf.gif|links: lokale Schalengeschwindigkeit, rechts: Shapiro-verzögerte Koordinatengeschwindigkeit (Klick startet Animation)]]
[[Bild:Shapiro delay thumbnail.png|mini|320px|link=Bild:Shapiro_delay.gif|links: Strahlenbündel in flacher Raumzeit, rechts: shapiroverzögerte und abgelenkte Strahlen in der Gegenwart einer Masse (Klick startet Animation)]]
Die Näherung lässt sich z.&nbsp;B. gut an der Oberfläche eines Sterns verwenden, an der Oberfläche eines stark rotierenden und sehr viel dichteren [[Neutronenstern]]s ist sie jedoch nicht so gut anwendbar, und es gibt messbare Abweichungen.
 
Bei der Anwendung auf einen Stern ist das durch&nbsp;''c²'' normierte [[Gravitationspotential]]
 
:<math>\phi (r) = -\frac{Gm}{c^2r} = - \frac{r_G}{r},</math>
 
wobei
* ''<math>r_G</math>'' der [[Gravitationsradius]]
* ''G'' die newtonsche [[Gravitationskonstante]]
* ''m'' die Masse des Sterns
* ''c'' die [[Lichtgeschwindigkeit]] sind.
 
Mit dieser Näherung lässt sich anschaulich die Lichtablenkung durch Gravitation als Brechungseffekt interpretieren. Dazu muss man sich überlegen, was die Ortszeit <math>\tau</math> an einem [[Raumzeit]]<nowiki/>punkt ist. Man definiert für ein [[infinitesimal]]es Zeitintervall <math>\mathrm d\tau</math>:
 
:<math>\mathrm d\tau = \sqrt{g_{00}(r)}\frac{\mathrm dx^0}{c} </math>
:<math>\mathrm d\tau = \sqrt{g_{00}(r)}\frac{\mathrm dx^0}{c} </math>
mit ''x° = ct'' als Zeitkomponente, als die von einem Beobachter am Raumzeitpunkt ''x'' gemessene Ortszeit oder Eigenzeit. Außerdem muss man die radiale Längenkontraktion berücksichtigen und die radiale Länge ''x'' nahe der Masse definieren als
:<math>\mathrm dx = \sqrt{-g_{11}(r)} \mathrm dr</math>.


Betrachtet man jetzt einen Lichtstrahl, so ist seine reale lokale Geschwindigkeit <math>\frac{\mathrm dx}{\mathrm d\tau} = c</math> die Lichtgeschwindigkeit und seine von außerhalb gemessene Geschwindigkeit ist <math>c_n = c\frac{\mathrm dr}{\mathrm dx^0}</math>. Sie stehen nach der obigen Definition der Eigenzeit in folgendem Zusammenhang
mit&nbsp;''x°&nbsp;=&nbsp;ct'' als Zeitkomponente, als die von einem Beobachter am Raumzeitpunkt&nbsp;''x'' gemessene Orts- oder [[Eigenzeit]].
:<math>c_n = c \frac{\mathrm dr}{\mathrm dx^0} = \sqrt{\frac{g_{00}(r)}{-g_{11}(r)}} \frac{\mathrm dx}{\mathrm d\tau} = {c}({1 + 2 \phi(x)}) = c\left(1-\frac{r_s}{r}\right)</math> für radiale und <math>c \sqrt{1-\frac{r_s}{r}}</math> für transversale Bewegung relativ zur Masse<ref>S.I. Blinnikov, L.B. Okun, M.I. Vysotsky: [http://cds.cern.ch/record/646546/files/0310020.pdf ''Critical velocities'' c/√3 ''and'' c/√2 ''in general theory of relativity'']</ref>,
 
mit dem Schwarzschildradius <math>r_s=2r_G</math>. Wenn man beachtet, dass <math>\phi</math> ein anziehendes Gravitationspotential, also negativ ist, erkennt man, dass die gemessene Geschwindigkeit des Lichtstrahls lokal kleiner erscheint als die Lichtgeschwindigkeit. Man kann also das Gravitationsfeld in dieser Betrachtung als Medium mit dem ortsabhängigen [[Brechungsindex]] <math>n(x) = \frac{c}{c_n} = \frac{1}{1 + 2 \phi(x)} \approx 1 - 2 \phi(x)</math> interpretieren. Da sich Licht entlang von [[Geodäte]]n ausbreitet, lässt sich dies also auch so formulieren, dass nahe einer Masse die Geodäten im Raum gekrümmt sind, was durch den kontrahierten Radius zu erklären ist. Neben der Lichtkrümmung führt dies auch zur Lichtverzögerung, die nach ihrem Entdecker als Shapiro-Verzögerung bezeichnet wird. Die Wirkung ist mit ''k²'' gut doppelt so stark wie mit dem einfachen Lorentzfaktor ''k'', wenn man nur Gravitationskräfte berücksichtigen würde.
Außerdem muss man die radiale [[Längenkontraktion]] berücksichtigen und die radiale Länge&nbsp;<math>\mathrm x_r</math> nahe der Masse definieren als
 
:<math>\mathrm dx_r = \sqrt{-g_{11}(r)} \mathrm dr</math>.
 
Betrachtet man jetzt einen Lichtstrahl, so ist seine reale lokale Geschwindigkeit die Lichtgeschwindigkeit:
 
:<math>\frac{\mathrm dx}{\mathrm d\tau} = c,</math>
 
und seine von außerhalb gemessene Geschwindigkeit ist
 
:<math>c_n = c\frac{\mathrm dr}{\mathrm dx^0}</math>.
 
Sie stehen nach der obigen Definition der Eigenzeit in folgendem Zusammenhang:<ref>S.I. Blinnikov, L.B. Okun, M.I. Vysotsky: [http://cds.cern.ch/record/646546/files/0310020.pdf ''Critical velocities'' c/√3 ''and'' c/√2 ''in general theory of relativity'']</ref>
 
* <math>c_n = c \frac{\mathrm dr}{\mathrm dx^0} = \sqrt{\frac{g_{00}(r)}{-g_{11}(r)}} \frac{\mathrm dx}{\mathrm d\tau} = {c}({1 + 2 \phi(x)}) = c\left(1-\frac{r_s}{r}\right)</math> für radiale Bewegung relativ zur Masse,
* <math>c_n = c \sqrt{1-\frac{r_s}{r}}</math> für transversale Bewegung relativ zur Masse,
jeweils mit dem [[Schwarzschildradius]] <math>r_s = 2r_G</math>.
 
Wenn man beachtet, dass <math>\phi</math> ein anziehendes Gravitationspotential, also negativ ist, erkennt man, dass die gemessene Geschwindigkeit des Lichtstrahls lokal <math>c_n</math> kleiner erscheint als die Lichtgeschwindigkeit ''c'' im Nullpotential:
 
:<math>\phi < 0 \Rightarrow c_n < c</math>
 
Man kann also das Gravitationsfeld in dieser Betrachtung als Medium interpretieren mit dem ortsabhängigen [[Brechungsindex]]:
 
:<math>n(x) = \frac{c}{c_n} = \frac{1}{1 + 2 \phi(x)} \approx 1 - 2 \phi(x) > 1</math>.
 
Da sich Licht entlang von [[Geodäte]]n ausbreitet, lässt sich dies also auch so formulieren, dass nahe einer Masse die Geodäten im Raum gekrümmt sind, was durch den kontrahierten Radius zu erklären ist. Neben der Lichtkrümmung führt dies auch zur Lichtverzögerung, die nach ihrem Entdecker als Shapiro-Verzögerung bezeichnet wird. Die Wirkung ist mit&nbsp;<math>\sigma^2</math> gut doppelt so stark wie mit dem einfachen Shapirofaktor <math>\sigma=\sqrt{g_{00}(r)}</math>, wenn man nur Gravitationskräfte berücksichtigen würde.


Am Sonnenrand ist <math>\phi = -10^{-6}</math> woraus sich als Brechungsindex <math>n = 1{,}000\,002</math> ergibt. Der Effekt ist also im Vergleich zur gewöhnlichen optischen Brechung sehr klein. Dementsprechend klein ist auch der Winkel der Lichtablenkung im Gravitationsfeld.
Am [[Sonnenrand]] ist <math>\phi = -10^{-6}</math>, woraus sich als Brechungsindex <math>n = 1{,}000\,002</math> ergibt. Der Effekt ist also im Vergleich zur gewöhnlichen optischen Brechung sehr klein. Dementsprechend klein ist auch der Winkel der Lichtablenkung im Gravitationsfeld.


== Experimentstatus ==
== Status bereits durchgeführter Experimente ==


Die Lichtverzögerung wurde von [[Irwin I. Shapiro]] im Jahr 1964 theoretisch vorhergesagt<ref name="Shapiro1964">Irwin I. Shapiro: ''Fourth Test of General Relativity'' in ''Physical Review Letters 13 (1964), 789 - 791 {{DOI|10.1103/PhysRevLett.13.789}}</ref> und erstmals 1968<ref name="Shap1968">Irwin I. Shapiro et al.: ''Fourth Test of General Relativity: Preliminary Results''. In: ''[[Physical Review Letters]]'' 20, 1968, S.&nbsp;1265–1269''</ref> und 1971<ref name="Shap1971">Irwin I. Shapiro et al.: ''Fourth Test of General Relativity: New Radar Result''. In: ''Physical Review Letters'' 26, 1971, S.&nbsp;1132–1135</ref> gemessen. Hier wurde die Zeitverschiebung mittels an der [[Venus (Planet)|Venus]] reflektierter Radarsignale gemessen, während diese sich von der Erde aus hinter der Sonne befand, so dass die Radarwellen nahe am Sonnenrand passieren mussten. Die [[Messunsicherheit]] belief sich anfangs noch auf mehrere Prozent. Bei wiederholten Messungen und später auch durch Messungen mit Hilfe von Raumsonden ([[Mariner]], [[Viking]]) anstelle der Venus konnte die [[Messabweichung|Messgenauigkeit]] auf 0,1 % gesteigert werden.
Die Lichtverzögerung wurde von [[Irwin I. Shapiro]] im Jahr 1964 theoretisch vorhergesagt<ref name="Shapiro1964">Irwin I. Shapiro: ''Fourth Test of General Relativity'' in ''Physical Review Letters 13 (1964), 789 - 791 {{DOI|10.1103/PhysRevLett.13.789}}</ref> und erstmals 1968<ref name="Shap1968">Irwin I. Shapiro et al.: ''Fourth Test of General Relativity: Preliminary Results''. In: ''[[Physical Review Letters]]'' 20, 1968, S.&nbsp;1265–1269''</ref> und 1971<ref name="Shap1971">Irwin I. Shapiro et al.: ''Fourth Test of General Relativity: New Radar Result''. In: ''Physical Review Letters'' 26, 1971, S.&nbsp;1132–1135</ref> gemessen. Hier wurde die Zeitverschiebung mittels an der [[Venus (Planet)|Venus]] reflektierter Radarsignale gemessen, während diese sich von der Erde aus hinter der Sonne befand, so dass die Radarwellen nahe am Sonnenrand passieren mussten. Die [[Messunsicherheit]] belief sich anfangs noch auf mehrere Prozent. Bei wiederholten Messungen und später auch durch Messungen mit Hilfe von Raumsonden ([[Mariner]], [[Viking]]) anstelle der Venus konnte die [[Messabweichung|Messgenauigkeit]] auf 0,1 % gesteigert werden.


Die bisher genaueste Messung des Effekts gelang 2002 bei der Konjunktion der Raumsonde [[Cassini-Huygens|Cassini]] mit der Sonne. Frequenzmessungen im [[Ka-Band|K<sub>a<!--bove--></sub>-Band]] ermöglichten die Bestimmung der Shapiro-Verzögerung mit einer Genauigkeit von 0,001 %.<ref>B.Bertotti, L: Iess, P. Tortora, ''A test of general relativity using radio links with the Cassini spacecraft'', Nature 425 (2003), 374–376 [http://www.lorentz.leidenuniv.nl/vanbaal/ART/gr-test.pdf online] (PDF; 199&nbsp;kB)</ref>
Die bisher genaueste Messung des Effekts gelang 2002 bei der Konjunktion der Raumsonde [[Cassini-Huygens|Cassini]] mit der Sonne. Frequenzmessungen im [[Ka-Band|K<sub>a<!--bove--></sub>-Band]] ermöglichten die Bestimmung der Shapiro-Verzögerung mit einer Genauigkeit von 0,001 %.<ref>B.Bertotti, L. Iess, P. Tortora, ''A test of general relativity using radio links with the Cassini spacecraft'', Nature 425 (2003), 374–376 [http://ilorentz.org/research/vanbaal/DECEASED/ART/gr-test.pdf online] (PDF; 199&nbsp;kB)</ref>


== Einzelnachweise ==
== Einzelnachweise ==

Aktuelle Version vom 2. September 2021, 10:30 Uhr

Die Shapiro-Verzögerung, benannt nach Irwin I. Shapiro, bewirkt, dass im Bezugssystem eines von Gravitationszentren weit entfernten Beobachters (Nullpotential) die Ausbreitungsgeschwindigkeit von Licht nahe einer großen Masse geringer ist als die lokale Lichtgeschwindigkeit. Dies steht im Einklang mit der Allgemeinen Relativitätstheorie.

Der Gravitationslinseneffekt, bei dem Licht durch Gravitation abgelenkt wird, lässt sich mit der Shapiro-Verzögerung erklären. Dabei ergibt sich die Ablenkung des Lichts, ähnlich wie bei seiner Brechung an Linsen aus Glas, aus einer lokalen Änderung seiner Ausbreitungsgeschwindigkeit.

Effekt

Für schwach rotierende, zeitunabhängige Gravitationsfelder erhält man als Näherung die Metrik der Schwarzschildlösung in Kugelkoordinaten

$ g={\begin{pmatrix}1+2\phi (r)&0&0&0\\0&{\frac {-1}{1+2\phi (r)}}&0&0\\0&0&-r^{2}&0\\0&0&0&-r^{2}\sin ^{2}{\theta }\end{pmatrix}} $
links: lokale Schalengeschwindigkeit, rechts: Shapiro-verzögerte Koordinatengeschwindigkeit (Klick startet Animation)
links: Strahlenbündel in flacher Raumzeit, rechts: shapiroverzögerte und abgelenkte Strahlen in der Gegenwart einer Masse (Klick startet Animation)

Die Näherung lässt sich z. B. gut an der Oberfläche eines Sterns verwenden, an der Oberfläche eines stark rotierenden und sehr viel dichteren Neutronensterns ist sie jedoch nicht so gut anwendbar, und es gibt messbare Abweichungen.

Bei der Anwendung auf einen Stern ist das durch c² normierte Gravitationspotential

$ \phi (r)=-{\frac {Gm}{c^{2}r}}=-{\frac {r_{G}}{r}}, $

wobei

Mit dieser Näherung lässt sich anschaulich die Lichtablenkung durch Gravitation als Brechungseffekt interpretieren. Dazu muss man sich überlegen, was die Ortszeit $ \tau $ an einem Raumzeitpunkt ist. Man definiert für ein infinitesimales Zeitintervall $ \mathrm {d} \tau $:

$ \mathrm {d} \tau ={\sqrt {g_{00}(r)}}{\frac {\mathrm {d} x^{0}}{c}} $

mit x° = ct als Zeitkomponente, als die von einem Beobachter am Raumzeitpunkt x gemessene Orts- oder Eigenzeit.

Außerdem muss man die radiale Längenkontraktion berücksichtigen und die radiale Länge $ \mathrm {x} _{r} $ nahe der Masse definieren als

$ \mathrm {d} x_{r}={\sqrt {-g_{11}(r)}}\mathrm {d} r $.

Betrachtet man jetzt einen Lichtstrahl, so ist seine reale lokale Geschwindigkeit die Lichtgeschwindigkeit:

$ {\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} \tau }}=c, $

und seine von außerhalb gemessene Geschwindigkeit ist

$ c_{n}=c{\frac {\mathrm {d} r}{\mathrm {d} x^{0}}} $.

Sie stehen nach der obigen Definition der Eigenzeit in folgendem Zusammenhang:[1]

  • $ c_{n}=c{\frac {\mathrm {d} r}{\mathrm {d} x^{0}}}={\sqrt {\frac {g_{00}(r)}{-g_{11}(r)}}}{\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} \tau }}={c}({1+2\phi (x)})=c\left(1-{\frac {r_{s}}{r}}\right) $ für radiale Bewegung relativ zur Masse,
  • $ c_{n}=c{\sqrt {1-{\frac {r_{s}}{r}}}} $ für transversale Bewegung relativ zur Masse,

jeweils mit dem Schwarzschildradius $ r_{s}=2r_{G} $.

Wenn man beachtet, dass $ \phi $ ein anziehendes Gravitationspotential, also negativ ist, erkennt man, dass die gemessene Geschwindigkeit des Lichtstrahls lokal $ c_{n} $ kleiner erscheint als die Lichtgeschwindigkeit c im Nullpotential:

$ \phi <0\Rightarrow c_{n}<c $

Man kann also das Gravitationsfeld in dieser Betrachtung als Medium interpretieren mit dem ortsabhängigen Brechungsindex:

$ n(x)={\frac {c}{c_{n}}}={\frac {1}{1+2\phi (x)}}\approx 1-2\phi (x)>1 $.

Da sich Licht entlang von Geodäten ausbreitet, lässt sich dies also auch so formulieren, dass nahe einer Masse die Geodäten im Raum gekrümmt sind, was durch den kontrahierten Radius zu erklären ist. Neben der Lichtkrümmung führt dies auch zur Lichtverzögerung, die nach ihrem Entdecker als Shapiro-Verzögerung bezeichnet wird. Die Wirkung ist mit $ \sigma ^{2} $ gut doppelt so stark wie mit dem einfachen Shapirofaktor $ \sigma ={\sqrt {g_{00}(r)}} $, wenn man nur Gravitationskräfte berücksichtigen würde.

Am Sonnenrand ist $ \phi =-10^{-6} $, woraus sich als Brechungsindex $ n=1{,}000\,002 $ ergibt. Der Effekt ist also im Vergleich zur gewöhnlichen optischen Brechung sehr klein. Dementsprechend klein ist auch der Winkel der Lichtablenkung im Gravitationsfeld.

Status bereits durchgeführter Experimente

Die Lichtverzögerung wurde von Irwin I. Shapiro im Jahr 1964 theoretisch vorhergesagt[2] und erstmals 1968[3] und 1971[4] gemessen. Hier wurde die Zeitverschiebung mittels an der Venus reflektierter Radarsignale gemessen, während diese sich von der Erde aus hinter der Sonne befand, so dass die Radarwellen nahe am Sonnenrand passieren mussten. Die Messunsicherheit belief sich anfangs noch auf mehrere Prozent. Bei wiederholten Messungen und später auch durch Messungen mit Hilfe von Raumsonden (Mariner, Viking) anstelle der Venus konnte die Messgenauigkeit auf 0,1 % gesteigert werden.

Die bisher genaueste Messung des Effekts gelang 2002 bei der Konjunktion der Raumsonde Cassini mit der Sonne. Frequenzmessungen im Ka-Band ermöglichten die Bestimmung der Shapiro-Verzögerung mit einer Genauigkeit von 0,001 %.[5]

Einzelnachweise

  1. ↑ S.I. Blinnikov, L.B. Okun, M.I. Vysotsky: Critical velocities c/√3 and c/√2 in general theory of relativity
  2. ↑ Irwin I. Shapiro: Fourth Test of General Relativity in Physical Review Letters 13 (1964), 789 - 791 doi:10.1103/PhysRevLett.13.789
  3. ↑ Irwin I. Shapiro et al.: Fourth Test of General Relativity: Preliminary Results. In: Physical Review Letters 20, 1968, S. 1265–1269
  4. ↑ Irwin I. Shapiro et al.: Fourth Test of General Relativity: New Radar Result. In: Physical Review Letters 26, 1971, S. 1132–1135
  5. ↑ B.Bertotti, L. Iess, P. Tortora, A test of general relativity using radio links with the Cassini spacecraft, Nature 425 (2003), 374–376 online (PDF; 199 kB)

Literatur

  • C. M. Will: Theory and experiment in gravitational physics. Cambridge University Press, Cambridge (1993). Standardwerk zur experimentellen Überprüfung der ART
  • C. M. Will: Was Einstein Right?: Putting General Relativity to the Test. Basic Books (1993). Eine populärwissenschaftliche Zusammenfassung desselben
  • C. M. Will: The Confrontation between General Relativity and Experiment, Living Reviews in Relativity. (2014). Kürzere, aber aktuellere Fassung von Theory and experiment in gravitational physics
Abgerufen von „https://www.cosmos-indirekt.de/physik_137/index.php?title=Shapiro-Verzögerung&oldid=16691“