Induzierte Emission und Absorption von Lichtquanten in Atomen: Difference between revisions
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Ein Elektron im kugelsymmetrischen Coulomb- Potenzial V( r) eines Atomrumpfes hat den ungestörten Hamiltonian: | Ein Elektron im kugelsymmetrischen Coulomb- Potenzial V(r) eines Atomrumpfes hat den ungestörten Hamiltonian: | ||
<math>{{\hat{H}}^{0}}=\frac{{{{\hat{p}}}^{2}}}{2m}+V(r)</math> | :<math>{{\hat{H}}^{0}}=\frac{{{{\hat{p}}}^{2}}}{2m}+V(r)</math> | ||
Es soll untersucht werden, wie sich dieses Elektron unter dem Einfluss einer elektromagnetischen Welle mit | Es soll untersucht werden, wie sich dieses Elektron unter dem Einfluss einer elektromagnetischen Welle mit | ||
<math>\bar{A}(\bar{r},t)={{\bar{A}}_{0}}\cos (\bar{k}\bar{r}-\omega t)</math> | :<math>\bar{A}(\bar{r},t)={{\bar{A}}_{0}}\cos (\bar{k}\bar{r}-\omega t)</math> | ||
verhält. | verhält. | ||
<math>\omega =c\left| {\bar{k}} \right|</math> | :<math>\omega =c\left| {\bar{k}} \right|</math> | ||
und es gilt Coulomb- Eichung: | und es gilt Coulomb- Eichung: | ||
<math>\nabla \cdot \bar{A}(\bar{r},t)=0</math> | :<math>\nabla \cdot \bar{A}(\bar{r},t)=0</math> | ||
So wird: | So wird: | ||
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& \bar{E}(\bar{r},t)=-\frac{\partial }{\partial t}\bar{A}(\bar{r},t)=-\omega {{{\bar{A}}}_{0}}\sin (\bar{k}\bar{r}-\omega t) \\ | & \bar{E}(\bar{r},t)=-\frac{\partial }{\partial t}\bar{A}(\bar{r},t)=-\omega {{{\bar{A}}}_{0}}\sin (\bar{k}\bar{r}-\omega t) \\ | ||
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\end{align}</math> | \end{align}</math> | ||
<math>\bar{B}(\bar{r},t)=\nabla \times \bar{A}(\bar{r},t)=-\bar{k}\times {{\bar{A}}_{0}}\sin (\bar{k}\bar{r}-\omega t)</math> | :<math>\bar{B}(\bar{r},t)=\nabla \times \bar{A}(\bar{r},t)=-\bar{k}\times {{\bar{A}}_{0}}\sin (\bar{k}\bar{r}-\omega t)</math> | ||
Analog zu S. 92 haben wir den Hamiltonoperator ( vergl. Magnetisches Moment und Zeeman- Effekt): | Analog zu S. 92 haben wir den Hamiltonoperator (vergl. Magnetisches Moment und Zeeman- Effekt): | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& \hat{H}={{{\hat{H}}}_{0}}-\frac{e}{m}\bar{A}\cdot \hat{\bar{p}}={{{\hat{H}}}_{0}}+{{{\hat{H}}}^{1}} \\ | & \hat{H}={{{\hat{H}}}_{0}}-\frac{e}{m}\bar{A}\cdot \hat{\bar{p}}={{{\hat{H}}}_{0}}+{{{\hat{H}}}^{1}} \\ | ||
Line 45: | Line 45: | ||
\end{align}</math> | \end{align}</math> | ||
Gemäß S. 116 haben wir die Übergangswahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit ( Differentiation der Übergangswahrscheinlichkeit): | Gemäß S. 116 haben wir die Übergangswahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit (Differentiation der Übergangswahrscheinlichkeit): | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& {{W}_{nn0}}=\frac{2\pi }{\hbar }{{\left| \left\langle n \right|\hat{F}\left| {{n}_{0}} \right\rangle \right|}^{2}}\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\frac{2\pi }{\hbar }{{\left| \left\langle {{n}_{0}} \right|{{{\hat{F}}}^{+}}\left| n \right\rangle \right|}^{2}}\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \\ | & {{W}_{nn0}}=\frac{2\pi }{\hbar }{{\left| \left\langle n \right|\hat{F}\left| {{n}_{0}} \right\rangle \right|}^{2}}\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\frac{2\pi }{\hbar }{{\left| \left\langle {{n}_{0}} \right|{{{\hat{F}}}^{+}}\left| n \right\rangle \right|}^{2}}\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \\ | ||
Line 55: | Line 55: | ||
====Dipolnäherung:==== | ====Dipolnäherung:==== | ||
Annahme: Die Wellenlänge ( einige tausend Angström) ist deutlich größer als der Atomdurchmesser ( einige Angström) | Annahme: Die Wellenlänge (einige tausend Angström) ist deutlich größer als der Atomdurchmesser (einige Angström) | ||
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& \bar{k}\bar{r}<<1 \\ | & \bar{k}\bar{r}<<1 \\ | ||
& {{e}^{\mp i\bar{k}\bar{r}}}=1+O(\bar{k}\bar{r}) \\ | & {{e}^{\mp i\bar{k}\bar{r}}}=1+O(\bar{k}\bar{r}) \\ | ||
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Damit wird das Matrixelement des Störoperators | Damit wird das Matrixelement des Störoperators | ||
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& -\frac{e}{m}\left\langle n \right|{{e}^{i\bar{k}\bar{r}}}{{{\bar{A}}}_{0}}\hat{\bar{p}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle \cong -\frac{i}{\hbar }\frac{em}{2m}{{{\bar{A}}}_{0}}\left\langle n \right|{{{\hat{H}}}_{0}}\hat{\bar{r}}-\hat{\bar{r}}{{{\hat{H}}}_{0}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle =-\frac{i}{2\hbar }({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}){{{\bar{A}}}_{0}}e\left\langle n \right|\hat{\bar{r}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle \\ | & -\frac{e}{m}\left\langle n \right|{{e}^{i\bar{k}\bar{r}}}{{{\bar{A}}}_{0}}\hat{\bar{p}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle \cong -\frac{i}{\hbar }\frac{em}{2m}{{{\bar{A}}}_{0}}\left\langle n \right|{{{\hat{H}}}_{0}}\hat{\bar{r}}-\hat{\bar{r}}{{{\hat{H}}}_{0}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle =-\frac{i}{2\hbar }({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}){{{\bar{A}}}_{0}}e\left\langle n \right|\hat{\bar{r}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle \\ | ||
& {{{\bar{A}}}_{0}}=-\frac{{{{\bar{E}}}_{0}}}{\omega } \\ | & {{{\bar{A}}}_{0}}=-\frac{{{{\bar{E}}}_{0}}}{\omega } \\ | ||
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Die Übergangswahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit ergibt sich gemäß | Die Übergangswahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit ergibt sich gemäß | ||
<math>{{W}_{nn0}}=\frac{2\pi }{\hbar }\frac{{{({{E}_{n}}-{{E}_{n0}})}^{2}}}{4{{\left( \hbar \omega \right)}^{2}}}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}}\left\{ \delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \right\}</math> | :<math>{{W}_{nn0}}=\frac{2\pi }{\hbar }\frac{{{({{E}_{n}}-{{E}_{n0}})}^{2}}}{4{{\left( \hbar \omega \right)}^{2}}}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}}\left\{ \delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \right\}</math> | ||
<u>'''Kontinuierliches Einstrahlungsspektrum:'''</u> | <u>'''Kontinuierliches Einstrahlungsspektrum:'''</u> | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& \bar{E}(\bar{r},t)=\int_{0}^{\infty }{d\omega }{{{\bar{E}}}_{0}}(\omega )\sin \left( \bar{k}\bar{r}-\omega t \right) \\ | & \bar{E}(\bar{r},t)=\int_{0}^{\infty }{d\omega }{{{\bar{E}}}_{0}}(\omega )\sin \left( \bar{k}\bar{r}-\omega t \right) \\ | ||
& \Rightarrow {{W}_{nn0}}=\frac{\pi }{2{{\hbar }^{2}}}\int_{0}^{\infty }{d\left( \hbar \omega \right)}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\left( \omega \right)\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}}\left\{ \delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \right\} \\ | & \Rightarrow {{W}_{nn0}}=\frac{\pi }{2{{\hbar }^{2}}}\int_{0}^{\infty }{d\left( \hbar \omega \right)}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\left( \omega \right)\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}}\left\{ \delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \right\} \\ | ||
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Dabei liefert | Dabei liefert | ||
<math>\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )</math> | :<math>\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )</math> | ||
einen Beitrag für <math>{{E}_{n}}>{{E}_{n0}}</math> | einen Beitrag für <math>{{E}_{n}}>{{E}_{n0}}</math> | ||
( Absorption) und | (Absorption) und | ||
<math>\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega )</math> | :<math>\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega )</math> | ||
einen Beitrag für <math>{{E}_{n}}<{{E}_{n0}}</math> | einen Beitrag für <math>{{E}_{n}}<{{E}_{n0}}</math> | ||
als induzierte Emission. Die Wahrscheinlichkeit ist <math>\tilde{\ }{{\bar{E}}_{0}}{{\left( \omega \right)}^{2}}</math> | als induzierte Emission. Die Wahrscheinlichkeit ist <math>\tilde{\ }{{\bar{E}}_{0}}{{\left( \omega \right)}^{2}}</math> | ||
Line 97: | Line 97: | ||
Die Ausführung der Integration liefert: | Die Ausführung der Integration liefert: | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& {{W}_{nn0}}=\frac{\pi }{2{{\hbar }^{2}}}\int_{0}^{\infty }{d\left( \hbar \omega \right)}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\left( \omega \right)\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}}\left\{ \delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \right\} \\ | & {{W}_{nn0}}=\frac{\pi }{2{{\hbar }^{2}}}\int_{0}^{\infty }{d\left( \hbar \omega \right)}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\left( \omega \right)\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}}\left\{ \delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}-\hbar \omega )+\delta ({{E}_{n}}-{{E}_{n0}}+\hbar \omega ) \right\} \\ | ||
& \Rightarrow {{W}_{nn0}}=\frac{\pi }{2{{\hbar }^{2}}}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\left( \frac{\left( \left| {{E}_{n}}-{{E}_{n0}} \right| \right)}{\hbar } \right)\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}} \\ | & \Rightarrow {{W}_{nn0}}=\frac{\pi }{2{{\hbar }^{2}}}{{\left( {{{\bar{E}}}_{0}}\left( \frac{\left( \left| {{E}_{n}}-{{E}_{n0}} \right| \right)}{\hbar } \right)\cdot {{{\bar{d}}}_{nn0}} \right)}^{2}} \\ | ||
Line 105: | Line 105: | ||
<u>'''Bemerkungen'''</u> | <u>'''Bemerkungen'''</u> | ||
Spontane Emission kann in der semiklasischen Theorie ( Atom wird quantenmechanisch beschrieben, das Strahlfeld jedoch klassisch) nicht beschrieben werden ! Hierzu ist die Quantisierung des Strahlungsfeldes nötig (Quantenfeldtheorie). | Spontane Emission kann in der semiklasischen Theorie (Atom wird quantenmechanisch beschrieben, das Strahlfeld jedoch klassisch) nicht beschrieben werden! Hierzu ist die Quantisierung des Strahlungsfeldes nötig (Quantenfeldtheorie). | ||
Die Auswahlregeln für erlaubte elektrische Dipolübergänge sind durch das Dipolmatrixelement <math>{{\bar{d}}_{nn0}}=e\left\langle n \right|\hat{\bar{r}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle </math> | Die Auswahlregeln für erlaubte elektrische Dipolübergänge sind durch das Dipolmatrixelement <math>{{\bar{d}}_{nn0}}=e\left\langle n \right|\hat{\bar{r}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle </math> | ||
gegeben. Für <math>e\left\langle n \right|\hat{\bar{r}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle =0</math> | gegeben. Für <math>e\left\langle n \right|\hat{\bar{r}}\left| {{n}_{0}} \right\rangle =0</math> | ||
können erlaubte Multipolübergänge ( magnetischer Dipol, elektrischer Quadrupol etc...) durch die Entwicklung von <math>{{e}^{\pm i\bar{k}\bar{r}}}</math> | können erlaubte Multipolübergänge (magnetischer Dipol, elektrischer Quadrupol etc...) durch die Entwicklung von <math>{{e}^{\pm i\bar{k}\bar{r}}}</math> | ||
in höherer Ordnung berechnet werden. | in höherer Ordnung berechnet werden. | ||
Line 117: | Line 117: | ||
Die ungestörte Wellenfunktion: | Die ungestörte Wellenfunktion: | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& {{\Psi }_{nlm}}(\bar{r})=\frac{{{u}_{nl}}(r)}{r}{{Y}_{l}}^{m}\left( \vartheta ,\phi \right)\tilde{\ }{{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta ){{e}^{im\phi }} \\ | & {{\Psi }_{nlm}}(\bar{r})=\frac{{{u}_{nl}}(r)}{r}{{Y}_{l}}^{m}\left( \vartheta ,\phi \right)\tilde{\ }{{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta ){{e}^{im\phi }} \\ | ||
& \left| n \right\rangle =\left| n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right\rangle \\ | & \left| n \right\rangle =\left| n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right\rangle \\ | ||
Line 124: | Line 124: | ||
Kugelkoordinaten | Kugelkoordinaten | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& {{\Psi }_{nlm}}(\bar{r})=\frac{{{u}_{nl}}(r)}{r}{{Y}_{l}}^{m}\left( \vartheta ,\phi \right)\tilde{\ }{{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta ){{e}^{im\phi }} \\ | & {{\Psi }_{nlm}}(\bar{r})=\frac{{{u}_{nl}}(r)}{r}{{Y}_{l}}^{m}\left( \vartheta ,\phi \right)\tilde{\ }{{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta ){{e}^{im\phi }} \\ | ||
& {{x}_{1}}=r\sin \vartheta \cos \phi \\ | & {{x}_{1}}=r\sin \vartheta \cos \phi \\ | ||
Line 133: | Line 133: | ||
betrachte | betrachte | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& \xi ={{x}_{1}}+i{{x}_{2}}=r\sin \vartheta {{e}^{i\phi }} \\ | & \xi ={{x}_{1}}+i{{x}_{2}}=r\sin \vartheta {{e}^{i\phi }} \\ | ||
& \xi *={{x}_{1}}-i{{x}_{2}}=r\sin \vartheta {{e}^{-i\phi }} \\ | & \xi *={{x}_{1}}-i{{x}_{2}}=r\sin \vartheta {{e}^{-i\phi }} \\ | ||
Line 140: | Line 140: | ||
Einsetzen liefert: | Einsetzen liefert: | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& {{\Psi }_{nlm}}(\bar{r})=\frac{{{u}_{nl}}(r)}{r}{{Y}_{l}}^{m}\left( \vartheta ,\phi \right)\tilde{\ }{{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta ){{e}^{im\phi }} \\ | & {{\Psi }_{nlm}}(\bar{r})=\frac{{{u}_{nl}}(r)}{r}{{Y}_{l}}^{m}\left( \vartheta ,\phi \right)\tilde{\ }{{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta ){{e}^{im\phi }} \\ | ||
& \left\langle n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right|\hat{\bar{\xi }}\left| nlm \right\rangle \tilde{\ }\int_{0}^{\pi }{d}\vartheta {{\sin }^{2}}\left( \vartheta \right){{P}_{l\acute{\ }}}^{m\acute{\ }}(\cos \vartheta ){{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta )\int_{0}^{2\pi }{d}\phi {{e}^{i\left( m-m\acute{\ }+1 \right)\phi }} \\ | & \left\langle n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right|\hat{\bar{\xi }}\left| nlm \right\rangle \tilde{\ }\int_{0}^{\pi }{d}\vartheta {{\sin }^{2}}\left( \vartheta \right){{P}_{l\acute{\ }}}^{m\acute{\ }}(\cos \vartheta ){{P}_{l}}^{m}(\cos \vartheta )\int_{0}^{2\pi }{d}\phi {{e}^{i\left( m-m\acute{\ }+1 \right)\phi }} \\ | ||
Line 150: | Line 150: | ||
Analog kann man ausrechnen: | Analog kann man ausrechnen: | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& \left\langle n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right|\hat{\bar{\xi }}*\left| nlm \right\rangle \tilde{\ }{{\delta }_{m\acute{\ },m-1}}{{\delta }_{l\acute{\ },l\pm 1}} \\ | & \left\langle n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right|\hat{\bar{\xi }}*\left| nlm \right\rangle \tilde{\ }{{\delta }_{m\acute{\ },m-1}}{{\delta }_{l\acute{\ },l\pm 1}} \\ | ||
& \left\langle n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right|{{{\hat{x}}}_{3}}\left| nlm \right\rangle \tilde{\ }{{\delta }_{m\acute{\ }m}}{{\delta }_{l\acute{\ },l\pm 1}} \\ | & \left\langle n\acute{\ }l\acute{\ }m\acute{\ } \right|{{{\hat{x}}}_{3}}\left| nlm \right\rangle \tilde{\ }{{\delta }_{m\acute{\ }m}}{{\delta }_{l\acute{\ },l\pm 1}} \\ | ||
Line 157: | Line 157: | ||
Also gewinnen wir die Auswahlregeln für Dipol- erlaubte Übergänge: | Also gewinnen wir die Auswahlregeln für Dipol- erlaubte Übergänge: | ||
<math>\begin{align} | :<math>\begin{align} | ||
& \Delta l=\pm 1 \\ | & \Delta l=\pm 1 \\ | ||
& \Delta m=0,\pm 1 \\ | & \Delta m=0,\pm 1 \\ | ||
\end{align}</math> | \end{align}</math> |
Latest revision as of 00:41, 13 September 2010
65px|Kein GFDL | Der Artikel Induzierte Emission und Absorption von Lichtquanten in Atomen basiert auf der Vorlesungsmitschrift von Franz- Josef Schmitt des 5.Kapitels (Abschnitt 2) der Quantenmechanikvorlesung von Prof. Dr. E. Schöll, PhD. |
Induzierte Emission und Absorption von Lichtquanten in Atomen | {{#ask:Kategorie:Quantenmechanik Kapitel::5 Abschnitt::0 Urheber::Prof. Dr. E. Schöll, PhD}} | {{#ask:Kategorie:Quantenmechanik Abschnitt::0 Kapitel::0 Urheber::Prof. Dr. E. Schöll, PhD}} | ||||||
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{{#set:Urheber=Prof. Dr. E. Schöll, PhD|Inhaltstyp=Script|Kapitel=5|Abschnitt=2}} Kategorie:Quantenmechanik __SHOWFACTBOX__
Ein Elektron im kugelsymmetrischen Coulomb- Potenzial V(r) eines Atomrumpfes hat den ungestörten Hamiltonian:
Es soll untersucht werden, wie sich dieses Elektron unter dem Einfluss einer elektromagnetischen Welle mit
verhält.
und es gilt Coulomb- Eichung:
So wird:
Analog zu S. 92 haben wir den Hamiltonoperator (vergl. Magnetisches Moment und Zeeman- Effekt):
Gemäß S. 116 haben wir die Übergangswahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit (Differentiation der Übergangswahrscheinlichkeit):
Dipolnäherung:[edit | edit source]
Annahme: Die Wellenlänge (einige tausend Angström) ist deutlich größer als der Atomdurchmesser (einige Angström)
Außerdem: und = Operator des elektrischen Dipolmoments
Damit wird das Matrixelement des Störoperators
Mit den elektrischen Dipol- Matrixelementen
Die Übergangswahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit ergibt sich gemäß
Kontinuierliches Einstrahlungsspektrum:
Dabei liefert
einen Beitrag für (Absorption) und
einen Beitrag für als induzierte Emission. Die Wahrscheinlichkeit ist also proportional zur Energiedichte der elektromagnetischen Welle.
Die Ausführung der Integration liefert:
Bemerkungen
Spontane Emission kann in der semiklasischen Theorie (Atom wird quantenmechanisch beschrieben, das Strahlfeld jedoch klassisch) nicht beschrieben werden! Hierzu ist die Quantisierung des Strahlungsfeldes nötig (Quantenfeldtheorie). Die Auswahlregeln für erlaubte elektrische Dipolübergänge sind durch das Dipolmatrixelement gegeben. Für können erlaubte Multipolübergänge (magnetischer Dipol, elektrischer Quadrupol etc...) durch die Entwicklung von in höherer Ordnung berechnet werden.
Diskussion der Dipolmatrixelemente:
Wir begeben uns wieder in den Ortsraum der Kugelkoordinatendarstellung:
Die ungestörte Wellenfunktion:
Kugelkoordinaten
betrachte
Einsetzen liefert:
Analog kann man ausrechnen:
Also gewinnen wir die Auswahlregeln für Dipol- erlaubte Übergänge: