Experimentalphysik III (Atomphysik)

10.2. Anomaler Zeeman–Effekt 191
Wir behandeln zunächst den Normalen Zeeman–Effekt, betrachten also nur Singulettzustände,
bei denen S = 0 und J = L ist. Damit
�µ J = − µ B
� gL · � L = �µ L
Die magnetische Zusatzenergie ergibt sich somit zu
E B = −�µ L · � B = g L µ B
�L
� � Lz B = gL µ B
� B = gL µ BmLB Zu jeder der 2L + 1Einstellmöglichkeiten von �µ L im Magnetfeld gehört ein verschiedener
Energiewert des ” richtunggequantelten“ Atoms. Nun unterscheiden sich die benachbarten
Termkomponenten im Magnetfeld um
Abb. 10.1: Termaufspaltung von L =2.
Abb. 10.2: Termaufspaltung und Übergänge beim normalen
Zeeman–Effekt. Jeder der drei Gruppen zusammenfallender
Übergänge entspricht eine der beobachteten Triplettkomponenten.
∆E B = g L µ B B
∆E B = µ B B da g L =1.
Wir erhalten also eine äquidistante
Aufspaltung.
Für spinlose Atome (Singulett–Terme)
ist die magnetische Aufspaltung unabhängig
von L = J!
Damit ergibt sich nebenstehende Termaufspaltung
(vgl. Abb. 10.2) und
mit
∆J =0, ±1;
∆m J =0, ±1
die Zahl der Übergänge.
Die Übergänge zwischen den Komponenten
verschiedener Terme mit gleichen
∆m J fallen energetisch zusammen,
weil die Aufspaltung gleich groß
ist.
Wie hängt nun die klassische (Erklärung vgl. Kapitel 3.5) und die quantenmechanische Erklärung
zusammen?
Wir erinnern uns an die Winkelfunktionen beim H–Atom (vgl. Abb. 7.21).
Ein ∆m =0–Übergang entspricht Dipoländerung in z–Richtung. Wir beobachten eine linear
polarisierte Linie.
Ein ∆m =1–Übergang entspricht Dipoländerung in der x–y Ebene. Diese Linien sind zirkular
polarisiert.
10.2 Anomaler Zeeman–Effekt
Beim anomalen Zeeman–Effekt betrachten wir auch alle Nicht–Singulett–Terme, so daß
�J = � L + � S ,also� J �= � L