- Seite 1: Theoretische Physik E Gehört bei P
- Seite 4 und 5: 4.3 Formalismus der zeitabhängigen
- Seite 8 und 9: Also haben J ⃗2 und J z |j, m〉.
- Seite 10 und 11: S 1z |ε 1 , ε 2 〉 = ε 1 2 |ε
- Seite 12 und 13: 1.4 Addition von zwei beliebigen Dr
- Seite 14 und 15: J = j 1 − j 2 + i ⇐⇒ i = J
- Seite 16 und 17: Weiterhin sind die CGK nicht Null,
- Seite 18 und 19: ∣ l, 1 2 ; m l, − 1 〉 ( ) 0 :
- Seite 20 und 21: Für j − 2 ≥ m ≥ −j ist der
- Seite 22 und 23: Setzen wir das in die erste Beziehu
- Seite 24 und 25: 1.5.5 Spezialisierung des allgemein
- Seite 26 und 27: Eigenfunktionen ψ n,l,ml ,m s (r,
- Seite 28 und 29: Darwin-Term mittleres Potential Zit
- Seite 30 und 31: Damit ist ⃗L · ⃗S = 1 2 ( ⃗J
- Seite 32 und 33: schwerer zu lösen. Für komplizier
- Seite 34 und 35: und schließlich ⎧ ⎨ 1 HFS = F
- Seite 36 und 37: (iii) Wasserstoffmaser (iv) Radioas
- Seite 38 und 39: Normaler Zeeman-Effekt Betrachte Wa
- Seite 40 und 41: Startpunkt: |n, j = l + 1 2 , m j,
- Seite 42 und 43: (2) Der s.g. Paschen-Back-Effekt:
- Seite 45 und 46: Kapitel 3 Relativistische Quantenme
- Seite 47 und 48: 3.1.4 Eigentliche und uneigentliche
- Seite 49 und 50: Teilchen E 2 − c 2 ⃗p 2 = m 2 c
- Seite 51 und 52: ⎛ ⎞ 0 −E x /c −E y /c −E
- Seite 53 und 54: lenfunktion soll nach Eigenfunktion
- Seite 55 und 56: wicklung ist noch nicht alleine auf
- Seite 57 und 58:
N = 2 nicht möglich, denn es gibt
- Seite 59 und 60:
ist Lösung der Dirac-Gleichung , f
- Seite 61 und 62:
Der experimentelle Wert im Moment i
- Seite 63 und 64:
(vii) Wir benutzen später natürli
- Seite 65 und 66:
Aus Λ T gΛ = g folgt die Antisymm
- Seite 67 und 68:
was genau der schon bekannten Matri
- Seite 69 und 70:
mit Also ist ( ) 0 σ 1 σ 01 = i
- Seite 71 und 72:
Lösung der Dirac-Gleichung für p
- Seite 73 und 74:
Wir schreiben ( ) ϕ u = χ und erh
- Seite 75 und 76:
(a) Orthonormalität der Lösungen
- Seite 77 und 78:
Damit lässt sich die Vollständigk
- Seite 79 und 80:
• Dirac-Wellenfunktion: ψ ⃗p (
- Seite 81 und 82:
(2) Tr(1) = 4 Tr ( /a/b ) = Tr ( /b
- Seite 83 und 84:
3.8.2 Lösung der Dirac-Gleichung f
- Seite 85 und 86:
und für die auslaufende Welle: ψ
- Seite 87 und 88:
mc 2 E e − γ 0 −mc 2 Abbildung
- Seite 89 und 90:
und daraus Cγ ( 0 γ 0) ∗ ( ) C
- Seite 91 und 92:
Kapitel 4 Zeitabhängige Phänomene
- Seite 93 und 94:
Jetzt wollen wir jedoch einen zeita
- Seite 95 und 96:
und wenn wir die Bestimmungsgleichu
- Seite 97 und 98:
4.2 Plötzliche Veränderung des Po
- Seite 99 und 100:
4.4 Störungstheorie 1. Ordnung 4.4
- Seite 101 und 102:
Die Übergangsrate (also die Überg
- Seite 103 und 104:
Bemerkung: Es gilt weiterhin die En
- Seite 105 und 106:
die Übergangsamplitude 〈n, t|ψ,
- Seite 107 und 108:
Hierbei sind ⃗ε ⃗k,λ (mit λ
- Seite 109 und 110:
a ⃗k,λ |0〉 = 0 ist. Dann gilt
- Seite 111 und 112:
wobei ⃗ d nm das Dipol-Matrixelem
- Seite 113 und 114:
zum Beispiel ⃗ε 1 in y-Richtung
- Seite 115 und 116:
Damit ist die Übergangswahrscheinl
- Seite 117 und 118:
Betrachten wir jetzt den Term II: I
- Seite 119 und 120:
Kapitel 5 Systeme identischer Teilc
- Seite 121 und 122:
oder ungerade Permutationen (also d
- Seite 123 und 124:
5.4.2 Heliumatom Ein Heliumatom kan
- Seite 125 und 126:
Die Winkelintegration ergibt gerade
- Seite 127 und 128:
Kapitel 6 Feldquantisierung 6.1 Eul
- Seite 129 und 130:
wenn man wieder den Differentenquot
- Seite 131 und 132:
Dann ist ∂L ∂φ = −m2 φ ∂L
- Seite 133 und 134:
6.2 Feldquantisierung 6.2.1 Motivat
- Seite 135 und 136:
Mit dieser Definition erhält man f
- Seite 137 und 138:
(e) φ(x) und a( ⃗ k) erfüllen d
- Seite 139 und 140:
• Ursprung bei ∑ ⃗ k 2 ω
- Seite 141 und 142:
Frequenzen abschneidet mit f(k) 1 k
- Seite 143 und 144:
Dies ist die Vorhersage von H.B.G.
- Seite 145 und 146:
Kapitel 7 Anhang 145
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Todo list Wichtig für die Klausur
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