Experimentalphysik III (Atomphysik)

Kapitel 10
Atome in äußeren Feldern
10.1 Normaler Zeeman–Effekt
Bringt man eine Lichtquelle in ein Magnetfeld, so spalten sich die Spektrallinien auf. Dies ist
eine Folge der Aufspaltung der Terme: Es wird die m–Entartung aller Energieterme aufgehoben.
Bei einem schwachen Magnetfeld erhalten wir den Zeeman–Effekt. Schwach“ heißt, daß die
”
vom äußeren Feld bewirkte magnetische Energie Wpot viel kleiner sein soll als die Spin–Bahn–
Kopplungsenergie VLS . Den klassisch erklärbaren Fall nennt man normalen Zeeman–Effekt.
Klassisch ist er genau dann erklärbar, wenn kein Spin beteiligt ist, d.h. S = 0, also bei Singulett–
Termsystemen. Die Aufspaltung im starken Feld heißt Paschen–Back–Effekt und wird in Kapitel
10.3 behandelt.
Die klassische Erklärung des normalen Zeemaneffektes erfolgte durch Lorentz (vgl. dazu Kapitel
3.4).
Wenden wir uns nun der quantenmechanischen Erklärung zu. Wir werden gleich sehen, daß
der klassische anomale“ Effekt eigentlich der quantenmechanische Normalfall ist, und sich
”
umgekehrt der normale Effekt in Ausnahmesituationen ergibt. Trotzdem hat natürlich der Erfolg
der Lorentzschen Theorie außerordentlich viel dazu beigetragen, die Atomspektren auf die
Eigenschaften von Elektronenzuständen zurückzuführen.
Quantenmechanisch erwartet man beim Einschalten eines äußeren � B–Feldes eine magnetische
Zusatzenergie Wpot . Nun soll B so klein sein, daß Wpot ≪ VLS ist, d.h. wir beschränken uns
auf die Linienaufspaltung im schwachen Feld“. Dann darf W
” pot als Störung behandelt werden,
die die Spin–Bahn–Wechselwirkung von � L und � S zu � J nicht beeinträchtigt. Das resultierende
magnetische Dipolmoment �µ J stellt sich nun quantisiert in Richtung zu dem von außen angelegten
Feld � B ein. Wir erhalten die magnetische Zusatzenergie nach (6.1.1):
W pot = E B = −�µ J · � B.
Das resultierende magnetische Moment �µ J ist gegeben durch
�µ J = �µ L + �µ S = − µ B
�
190
� �
g �
LL + gSS�