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By Wolfgang Demtröder

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Superionic Conductor Physics Proceedings of the 1st International Discussion Meeting on Superionic Conductor Physics Kyoto, Japan, 10-14 September 2003

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14]. Dies ergibt sich daraus, dass die Gesamtwellenfunktion des atomaren Zustandes (L, M L ) eine Linearkombination von Produkten ci Πi Y mi der Legendre-Polynome ist. Diese Produkte haben gerade Parität, wenn i = gerade. Da der Bahndrehimpuls L = i für gefüllte Schalen immer null ist, braucht man für die Ermittlung der Drehimpulse und Paritäten atomarer und molekularer Zustände nur die Elektronen in nicht gefüllten Schalen der Atome zu berücksichtigen. 4 sind die Paritäten der aus den Atomzuständen gebildeten Molekülzustände aufgelistet.

Bei der Annäherung der beiden Atome präzedieren LA und LB um die z-Achse und haben die Projektionen (M L )A bzw. (M L )B . Für die Quantenzahl Λ erhalten wir dann: Λ = |(M L )A + (M L )B | . 47) Da die Werte von M L den Wertebereich −L ≥ M L ≥ L durchlaufen können, kann sich bei vorgegebenen L A und L B eine Vielzahl von möglichen Werten von Λ ergeben, die mit steigendem L A und L B immer größer wird. Die Zahl der möglichen molekularen elektronischen Zustände ist deshalb viel größer als die der beiden Atome!

4πε0 ) 2 n 2 In diesem Buch werden jedoch durchweg SI-Einheiten verwendet. 2 Separation von Elektronen- und Kernwellenfunktionen Wegen ihrer sehr viel größeren Masse bewegen sich die Kerne eines schwingenden Moleküls wesentlich langsamer als die Elektronen, d. h. die Elektronenhülle kann sich praktisch ,,momentan“ auf die jeweilige Kernkonfiguration R einstellen. Mit anderen Worten: Zu jedem R gehört eine wohldefinierte Elektronenverteilung mit der Wellenfunktion φnel (r, R) im elektronischen Zustand n|, die zwar von der Lage aller Kerne, aber kaum von ihrer Geschwindigkeit abhängt.

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