Einsteinkoeffizienten

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Dargestellt sind die beiden Energieniveaus E_1 und E_2, sowie die spontane Emission (A) und die induzierte Emission und Absorption (B)

In Einsteins Ratenbild werden die Einsteinkoeffizienten zur Berechnung der spontanen und stimulierten (induzierten) Emission und der Absorption verwendet. Sie finden neben der statistischen Physik unter anderem in der Spektroskopie und in der Laserphysik Anwendung. Sie wurden 1916 von Albert Einstein eingeführt.

Einstein unterscheidet im Strahlungsgleichgewicht drei Prozesse:

  • Durch Absorption eines Photons aus einem elektromagnetischen Feld entsteht ein angeregter Zustand z.B. eines Atoms.
  • Eine n-fach besetzte Mode eines elektromagnetischen Feldes stimuliert die Emission eines weiteren Photons in diese Mode, wobei das Atom vom angeregten in den Grundzustand übergeht. Gleiche Mode bedeutet gleiche Richtung, Frequenz und Phase.
  • Das Atom emittiert spontan – also ohne äußere Einwirkung – ein Photon in eine unbesetzte Mode (im freien Raum heißt das insbesondere: in eine beliebige Richtung).

Wir bezeichnen im Folgenden den Grundzustand als Zustand 1 und den angeregten Zustand als Zustand 2. Die Wahrscheinlichkeit der drei Prozesse hängt offensichtlich von der Anzahl der Atome im ausgehenden Zustand (N_i) ab. Daneben hängen die stimulierten Prozesse von der Besetzung der Moden des elektromagnetischen Feldes ab. Einstein führte die Koeffizienten B12, B21 und A21 als zunächst unbestimmte Proportionalitätskonstanten ein, sodass die Wahrscheinlichkeit der stimulierten Absorption durch B_{12} \cdot N_1 \cdot u , die Wahrscheinlichkeit der stimulierten Emission durch B_{21}\cdot N_2 \cdot u und die der spontanen Emission durch A_{21}\cdot N_2 gegeben ist, mit u als spektraler Strahlungsdichte.

Die Zunahme der Teilchenanzahl im Grundzustand und die Abnahme der Teilchenzahl im angeregten Zustand ist dann gegeben durch:

\frac{dN_1}{dt} = - \frac{dN_2}{dt} = - N_1 \cdot B_{12} \cdot u + N_2 \cdot B_{21} \cdot u + N_2 \cdot A_{21}

Im thermodynamischen Gleichgewicht ist diese Summe null, sodass gilt:

\frac{N_2}{N_1} = \frac{B_{12} u}{A_{21} + B_{21} u }

Aus der Boltzmann-Verteilung weiß man jedoch, dass die Besetzung der Zustände mit ihren Energien wie folgt zusammenhängen:

\frac{N_2}{N_1} = \frac{g_2}{g_1} \frac{e^{-E_2/k_BT}}{e^{-E_1/k_BT}} = \frac{g_2}{g_1}e^{-\Delta E/k_BT}\,,

wobei die g_i die Gewichte der Entartung darstellen. Löst man dies nach der Energiedichte auf, so erhält man:

u = \frac{A_{21}}{B_{21}} \frac{1} {\frac{B_{12}}{B_{21}} \frac{g_1}{g_2} \cdot e^{\Delta E/k_BT} - 1}

Aus dem Koeffizientenvergleich mit dem Planckschen Strahlungsgesetz oder dem Rayleigh-Jeans-Gesetz – bei letzterer unter Verwendung der Grenzbedingungen und einer Reihenentwicklung der Exponentialfunktion – erhält man folgende Beziehungen zwischen den drei Einsteinkoeffizienten:

g_1 \cdot B_{12} = g_2 \cdot B_{21} \qquad  B_{21} = A_{21} \cdot \frac{\lambda^3}{8 \pi h}

Sind die Zustände nicht entartet, also g_1 = g_2 = 1, so ist  B_{12} = B_{21} =: B.

Die Lebensdauer des angeregten Zustands, also die durchschnittliche Dauer, bis ein Atom ohne äußere Einwirkung durch den spontanen Zerfall in den Grundzustand übergeht, beträgt

\tau = \frac{1}{A_{21}}.

Der Einsteinkoeffizient A21 ist eine Eigenschaft des Übergangs und stoffspezifisch.

Die Einsteinkoeffizienten sind von der Temperatur unabhängig. Die Temperaturabhängigkeit der Energieverteilung der Wärmestrahlung ist eine Folge der unterschiedlichen Besetzungswahrscheinlichkeiten N1 und N2 in Abhängigkeit von der Temperatur, die in der Regel durch die Boltzmann-Verteilung beschrieben wird.

Siehe auch[Bearbeiten]

Literatur[Bearbeiten]

  • A. Einstein: Zur Quantentheorie der Strahlung. Physikalische Zeitschrift 18 (1917) 121-128; Zuerst abgedruckt in den Mitteilungen der Physikalischen Gesellschaft Zürich 18 (1916)
  • Ausführliche Herleitung: H. Haken/H.C. Wolf: Atom- und Quantenphysik, 8. Auflage, Springer-Verlag, Berlin Heidelberg New York, 2004, ISBN 3540026215, S.59, eingeschränkte Vorschau in der Google-Buchsuche