- Seite 1: Theoretische Physik E Gehört bei P
- Seite 4 und 5: 4.3 Formalismus der zeitabhängigen
- Seite 7 und 8: Kapitel 1 Addition von Drehimpulsen
- Seite 9 und 10: Nun ist [ ⃗ L 1 , H] = [ ⃗ L 1
- Seite 11 und 12: 1.3.3 Wende ⃗ S 2 auf |ε 1 , ε
- Seite 13 und 14: ganzzahlig oder halbzahlig. Entartu
- Seite 15 und 16: (2) S − |1, 1〉 = √ 1(1 + 1)
- Seite 17 und 18: und auf die rechte Seite: (L − +
- Seite 19 und 20: (a) Matrix von ⃗ V : Wir definier
- Seite 21 und 22: Also müssen α + und α − gleich
- Seite 23 und 24: Beispiel: (a) Skalare Operatoren si
- Seite 25 und 26: Kapitel 2 Wasserstoffatom: Feinstru
- Seite 27 und 28: Weiterhin Also 〈2T 〉 = 〈V 〉
- Seite 29 und 30: Deshalb sind die Eigenzustände ψ
- Seite 31 und 32: Es ist 〈4πδ (3) (⃗r)〉 = 4π
- Seite 33: 2.3.2 Hamiltonoperator Der neue Ham
- Seite 37 und 38: Konstantes Magnetfeld Wir wählen d
- Seite 39 und 40: H 0 H F S H z j = l + 1 Aufspaltung
- Seite 41 und 42: (2) |m j | < l + 1 diagonalisierbar
- Seite 43: Es ist also je nach Magnetfeld gesc
- Seite 46 und 47: mit g µν dem metrischen Tensor (1
- Seite 48 und 49: kommt daher, dass natürlich weiter
- Seite 50 und 51: lautet dann ganz einfach ∂ µ j
- Seite 52 und 53: man die bekannten inhomogenen Maxwe
- Seite 54 und 55: Außerdem quadrieren wir auch die Z
- Seite 56 und 57: 3.3.3 Zu 1. Jede Komponente von ψ
- Seite 58 und 59: 3.3.6 Lösung für freies, ruhendes
- Seite 60 und 61: ( ) Verwende (⃗σ · ⃗a) ⃗σ
- Seite 62 und 63: Bemerkungen (i) Die γ µ sind nich
- Seite 64 und 65: Die Diracgleichung in O lautet (iγ
- Seite 66 und 67: schränkt jetzt die Wahl der Matriz
- Seite 68 und 69: (2) Bei einer Raumdrehung um den Wi
- Seite 70 und 71: ein 4-Vektor. Die Kontinuitätsglei
- Seite 72 und 73: Basis Anzahl an Matrizen bilineare
- Seite 74 und 75: Einsetzen in die Dirac-Gleichung (i
- Seite 76 und 77: Elektron (das Positron) ist. Es ist
- Seite 78 und 79: einen Zustand auf Spin nach oben od
- Seite 80 und 81: (b) Berechnung von Γ = γ 0 Γ †
- Seite 82 und 83: Verwenden wir nun p ′ 0 = p 0 = E
- Seite 84 und 85:
(c) Da die Lösung so kompliziert i
- Seite 86 und 87:
Für V 0 > E + m ist r < 0. Dann is
- Seite 88 und 89:
Wir fügen vor dem ψ ∗ eine 1 =
- Seite 90 und 91:
Beispiel e + e − → µ + µ −
- Seite 92 und 93:
oder für die ersten beiden Ordnung
- Seite 94 und 95:
2 teilen. Dabei müssen wir sichers
- Seite 96 und 97:
Bequem ist es jetzt, die Zeitentwic
- Seite 98 und 99:
4.3 Formalismus der zeitabhängigen
- Seite 100 und 101:
4.4.2 Übergang in Kontinuum (a) Wi
- Seite 102 und 103:
und die Zustandsdichte muss in dies
- Seite 104 und 105:
Jetzt benutzen wir Störungsrechnun
- Seite 106 und 107:
Wir vernachlässigen die quadratisc
- Seite 108 und 109:
(c) Der Hamiltonoperator des freien
- Seite 110 und 111:
Dabei wurde die k-Integration ausge
- Seite 112 und 113:
Antikommutatorrelationen Es ist [
- Seite 114 und 115:
erhalten wir: mit und erhält man d
- Seite 116 und 117:
also insgesamt: und mit Zahlenwerte
- Seite 118 und 119:
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- Seite 120 und 121:
2 ist, dann erhalten wir: P (S 1x =
- Seite 122 und 123:
Die Grundzustandsenergie ist dann E
- Seite 124 und 125:
(b) Wir wenden das Pauli-Prinzip an
- Seite 126 und 127:
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- Seite 128 und 129:
6.1.2 Übergang zum kontinuierliche
- Seite 130 und 131:
Beispiel: Für den berechneten Stab
- Seite 132 und 133:
↚ ∂ soll dabei andeuten, dass
- Seite 134 und 135:
• Energie- und Impulsoperatoren
- Seite 136 und 137:
∫ [a( ⃗ k), a † ( ⃗ k ′ )
- Seite 138 und 139:
ist ein 1-Teilchenzustand mit Impul
- Seite 140 und 141:
• Diskrete Werte für k z = nπ a
- Seite 142 und 143:
wobei B k die Bernoulli-Zahlen sind
- Seite 144 und 145:
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- Seite 146 und 147:
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- Seite 148 und 149:
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