Efecto Zeeman

División de las líneas D de sodio bajo la influencia de un campo magnético

El efecto Zeeman [ ˈzeːmɑn -] en física atómica es la división de líneas espectrales por un campo magnético. La división se produce a través de los diferentes cambios de los niveles de energía de los estados individuales bajo la influencia de un campo magnético externo . El efecto fue demostrado por primera vez en 1896 por Pieter Zeeman . Tres años después, Hendrik Antoon Lorentz logró explicarlo asumiendo que la luz emitida por los átomos es generada por electrones en movimiento. En 1902 ambos recibieron el Premio Nobel de Física .

Los cambios de energía son causados por el efecto del campo magnético sobre el momento magnético de la capa atómica , que es generado por el momento angular orbital y el giro de los electrones . El efecto también está disponible para el espín nuclear , aquí con divisiones que son alrededor de 1000 veces menores debido a que el momento magnético de los espines nucleares es alrededor de un factor de 1000 más pequeño .

El cambio de energía debido a un campo eléctrico se conoce como efecto Stark .

Descubrimiento e importancia

Con el fin de descubrir posibles conexiones entre diferentes fuerzas de la naturaleza, entre otras cosas en el siglo XIX. Se buscó durante mucho tiempo la influencia de los campos magnéticos en la luz (ver, por ejemplo, el efecto Faraday ). A partir de la idea de la física clásica de que la luz se crea como una onda electromagnética por oscilaciones de los átomos (completos), Hendrik Antoon Lorentz derivó teóricamente una fórmula en 1892 según la cual las líneas espectrales se dividen tres veces cuando los átomos radiantes son en un campo magnético. En detalle, la mitad de las tres líneas debe mostrar la frecuencia no perturbada y la frecuencia de las otras dos líneas debe cambiarse hacia arriba o hacia abajo por la frecuencia de la precesión de Larmor causada por el campo magnético . Al observar en paralelo al campo magnético, las dos líneas desplazadas también deben estar polarizadas circularmente en direcciones opuestas y la línea media no debe aparecer en absoluto. Zeeman pudo observar todo esto por primera vez en 1896, aunque con una división miles de veces mayor de lo esperado. Las mediciones precisas posteriores de la división mostraron que todavía corresponde a la fórmula de Lorentz si esto se aplica al caso de que cuando se emite luz , no es el átomo con toda su masa el que vibra, sino solo el electrón mucho más ligero . En ese momento, la hipótesis de los electrones solo se asumía que los electrones son parte de los átomos . El efecto Zeeman y su exitosa explicación hicieron que este punto de vista fuera mucho más persuasivo en la física de la época. Por ejemplo, a partir de la división observada por Zeeman, se determinó la misma relación carga-masa para el electrón hipotético que poco después en las observaciones de electrones libres de Joseph John Thomson y otros.

Sin embargo, Lorentz solo pudo explicar una división triple, que por lo tanto se llamó el efecto Zeeman normal . El efecto Zeeman normal contrastó con un mayor número de observaciones en las que surgieron más de tres líneas de la división. Este llamado efecto Zeeman anómalo fue un fenómeno inexplicable para la física clásica y también para el modelo atómico de Bohr, y fue precisamente por esta razón que se iniciaron nuevas investigaciones teóricas. Escisiones de número impar en más de tres líneas se explican en el modelo atómico de Bohr-Sommerfeld desde 1916 en adelante por el direccional de cuantificación de la cantidad de movimiento angular orbital . Por el contrario, las divisiones pares en 1925 llevaron al descubrimiento de un nuevo tipo de momento angular, el espín del electrón . El tamaño de las divisiones, que se desvía del efecto Zeeman normal, podría parametrizarse con el factor Landé , que estaba justificado en la mecánica cuántica a partir de 1925 . A diferencia del uso original, el efecto Zeeman normal se conoce predominantemente como la división sin la participación del giro, y el efecto Zeeman anómalo que con la participación del giro. (Para más información, ver.)

Efecto Zeeman normal

El efecto Zeeman normal ocurre cuando el momento angular del sistema en consideración no contiene ninguna parte del giro de las partículas (es decir, el número cuántico del giro total). Ya podría explicarse en el contexto de la física clásica. ${\ Displaystyle S = 0}$

Explicación clásica

Un electrón en una trayectoria circular con la frecuencia (circular) forma una corriente circular y por lo tanto tiene un momento dipolar magnético además de un momento angular mecánico . Ambos vectores son paralelos, perpendiculares al plano orbital y tienen una relación de tamaño fija , ya que la constante giromagnética depende del momento angular orbital simple solo de la carga eléctrica y la masa del electrón de (para más detalles, en particular para tener en cuenta las anomalías giromagnéticas ejemplo de proporciones cuando electrón , consulte las palabras clave dadas). ${\ Displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ mu}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ mu}} = \ gamma {\ vec {\ ell}}}$ ${\ Displaystyle \ gamma = e / (2m _ {\ text {e}})}$ ${\ Displaystyle e}$ ${\ Displaystyle m _ {\ text {e}}}$

La energía potencial de un dipolo magnético depende de su orientación en relación con el campo magnético : ${\ Displaystyle {\ vec {B}}}$

{\ Displaystyle E _ {\ mathrm {mag}} = - ({\ vec {\ mu}} \ cdot {\ vec {B}}) \ equiv - \ mu _ {z} \; B \ equiv - \ gamma \; \ ell _ {z} \; B \,}

Aquí y están los componentes paralelos a la dirección del campo. es la magnitud de la intensidad del campo. ${\ Displaystyle \ mu _ {z}}$ ${\ Displaystyle \ ell _ {z}}$ ${\ Displaystyle B}$

El par , que haría girar una barra magnética estacionaria en la dirección de las líneas de campo (como la aguja de la brújula apuntando hacia el norte), causa la precesión de Larmor en presencia de un momento angular , en el que el vector sin cambiar el ángulo de ajuste, es decir con un componente constante , alrededor de la dirección del campo se gira alrededor. La velocidad angular de precesión es la frecuencia de Larmor. ${\ Displaystyle {\ vec {M}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ Displaystyle \ ell _ {z}}$

{\ Displaystyle \ omega _ {L} = \ gamma \ cdot B = {\ frac {e} {2 \, m _ {\ text {e}}}} \ cdot B \.}

El movimiento previamente puramente circular del electrón se convierte así en una órbita en forma de roseta . Una ruptura armónica muestra que el componente de movimiento paralelo a la dirección del campo magnético es una oscilación con una frecuencia independiente de la fuerza del campo magnético e igual a la frecuencia del movimiento circular sin perturbaciones. Y el movimiento perpendicular a la dirección del campo se puede describir como la suma de dos movimientos circulares opuestos con las frecuencias de banda lateral . Según la física clásica, cada onda generada por el electrón recibe las mismas tres frecuencias. Sus otras propiedades son particularmente simples si la observación se realiza en la dirección del campo magnético (longitudinal) o perpendicular a él (transversal). En el efecto Zeeman longitudinal, la frecuencia central no ocurre en absoluto, porque un dipolo no irradia en la dirección de oscilación. Las dos bandas laterales muestran entonces una polarización circular opuesta . En ángulos rectos al campo magnético, en el efecto Zeeman transversal, se ve la radiación polarizada linealmente de las tres frecuencias, la polarización de la frecuencia central está en la dirección del campo magnético, la de las bandas laterales es perpendicular a él. Esta descripción precisa del efecto Zeeman normal por H. A. Lorentz también corresponde cuantitativamente a la observación si el factor giromagnético tiene el tamaño correcto de acuerdo con la fórmula dada anteriormente . La masa atómica se usó originalmente en el denominador, por lo que se predijo que la división era demasiado pequeña por un factor de varios miles. Este hecho fue un paso importante hacia la comprensión de que los electrones juegan un papel crucial en la emisión de luz. ${\ Displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ Displaystyle \ omega = \ omega _ {e} \ pm \ omega _ {L}}$ ${\ Displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ Displaystyle \ gamma = e / (2m _ {\ text {e}})}$

Esta explicación clásica se aplica igualmente a un solo electrón como a un sistema de varios electrones, p. Ej. B. para toda la capa de electrones del átomo (si el giro total es cero). y luego denotar el momento angular completo o el momento magnético completo de la capa (a menudo con letras mayúsculas y escrito), por lo que el factor giromagnético en particular permanece igual, independientemente de los otros detalles del movimiento de los electrones entre sí. ${\ Displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ mu}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {L}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {M}}}$ ${\ Displaystyle \ gamma}$

Explicación de la mecánica cuántica

De acuerdo con la mecánica cuántica , el electrón no irradia mientras que está en un estado estacionario, sino más bien durante la transición entre dos estados, ambos con una cierta energía, con lo que la frecuencia de los resultados onda emitida exclusivamente a partir de la diferencia entre las dos energías ( condición cuántica con la frecuencia angular y el cuanto de acción de Planck reducido ): ${\ Displaystyle \ Delta E}$ ${\ Displaystyle \ omega}$ ${\ Displaystyle \ hbar}$

{\ Displaystyle \ omega = {\ frac {\ Delta E} {\ hbar}}}

Las fórmulas clásicas utilizadas anteriormente para la magnitud del momento dipolar magnético y su energía en el campo magnético continúan aplicándose, siempre que se puedan ignorar los efectos magnéticos asociados con el espín del electrón. Esta condición nunca se cumple para un solo electrón, sino solo en sistemas con un número par de electrones en estados en los que los espines del electrón se suman al espín total . En lugar del momento angular orbital del electrón individual, se tomará la suma de todos los momentos angulares orbitales y, en consecuencia, la componente a lo largo del campo. En un estado estable, solo puede tener valores discretos . El número cuántico magnético atraviesa todos los valores enteros entre y , por lo que el número cuántico de momento angular orbital (siempre entero) es el estado relevante. (Para obtener más detalles, consulte cuantificación direccional ). ${\ displaystyle S {\ mathord {=}} 0}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {L}}}$ ${\ Displaystyle \ ell _ {z}}$ ${\ Displaystyle L_ {z}}$ ${\ Displaystyle L_ {z}}$ ${\ Displaystyle L_ {z} {\ mathord {=}} m_ {L} \ hbar}$ ${\ Displaystyle m_ {L}}$ ${\ Displaystyle -L}$ ${\ Displaystyle + L}$ ${\ Displaystyle L}$

El nivel de energía de un estado previamente degenerado se divide en niveles de Zeeman energéticamente equidistantes con cambios de energía. ${\ Displaystyle (2L {\ mathord {+}} 1)}$

{\ Displaystyle E _ {\ mathrm {mag}} = - \ hbar \, \ gamma \, m_ {L} \, B \}

en relación con el nivel original. Estos están separados entre sí. ${\ Displaystyle \ Delta m_ {L} = \ pm 1}$

{\ Displaystyle \ Delta E _ {\ text {mag}} = \ hbar \ gamma B \ equiv \ hbar \ omega _ {L} \.}

El tamaño se llama magneton de Bohr . Los estados con no se dividen en absoluto (el llamado singlete ), los estados con triple (triplete), etc. ${\ Displaystyle \ mu _ {B}: = \ hbar \ gamma \ equiv {\ tfrac {e \ hbar} {2 \, m_ {e}}}}$ ${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$ ${\ Displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$

Se obtiene el efecto Zeeman normal, p. Ej. B. en una transición de un estado con a un con . La división magnética provoca, a través de la condición cuántica, la frecuencia cambia alrededor o cero observado en las líneas espectrales . La polarización circular (alrededor de la dirección del campo) resulta del hecho de que el componente z del momento angular del electrón cambia y el fotón generado debe tener el momento angular opuesto debido a la conservación del momento angular. ${\ Displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$ ${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$ ${\ Displaystyle \ pm \ omega _ {L}}$ ${\ Displaystyle \ pm 1 \ hbar}$

Las mismas fórmulas también se aplican a todos los momentos angulares orbitales superiores , y los niveles de energía también se dividen en múltiplos de debido al factor . Sin embargo, no se observa la división correspondiente de las líneas espectrales en múltiplos de , porque tales transiciones requerirían la emisión de varios fotones a la vez debido al par constante del fotón, que es un proceso fuertemente suprimido. Por lo tanto, prácticamente solo hay transiciones . Con el efecto Zeeman, generalmente se observan menos líneas espectrales de las que indica el número de niveles Zeeman que surgen de la división. Debido a esta explicación común (el cambio de nivel depende de ), todos estos casos se agrupan bajo el término único del efecto Zeeman normal. ${\ Displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$ ${\ Displaystyle m_ {L} = 0, \, \ pm 1, \, \ pm 2, \, \ ldots}$ ${\ Displaystyle \ hbar \ omega _ {L}}$ ${\ Displaystyle \ pm \ omega _ {L}}$ ${\ Displaystyle 1 \ hbar}$ ${\ Displaystyle \ Delta m_ {L} {\ mathord {=}} \ pm 1}$ ${\ Displaystyle m_ {L}}$

Efecto Zeeman anómalo

Con intensidad de campo moderada

En el efecto Zeeman anómalo, que es mucho más común que el efecto Zeeman normal, las líneas espectrales se dividen en más de tres líneas, a menudo en un número par (cuarteto, sexteto, etc.). El giro debe usarse para la interpretación. Este momento angular intrínseco del electrón, que no puede explicarse según la física clásica, es solo la mitad de grande que la unidad del momento angular orbital, pero contribuye al efecto magnético con la misma fuerza (1 magneton de Bohr ). En el efecto Zeeman anómalo, se producen magnetismo orbital y de espín. El momento magnético asociado con el giro se escribe con el factor g anómalo del giro . En el caso del acoplamiento de Russell-Saunders , el momento angular total de la capa atómica se compone de la suma de todos los momentos angulares orbitales ( con número cuántico ) y la suma de todos los momentos angulares de espín ( con número cuántico ) del electrón. (s ): ${\ Displaystyle {\ vec {s}}}$ ${\ Displaystyle {\ tfrac {1} {2}} \ hbar}$ ${\ Displaystyle \ hbar}$ ${\ Displaystyle {\ vec {\ mu}} _ {s} = g_ {s} \, \ gamma \, {\ vec {s}}}$ ${\ Displaystyle g_ {s} {\ mathord {\ approx}} 2}$ ${\ Displaystyle {\ vec {J}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {L}}}$ ${\ Displaystyle L}$ ${\ Displaystyle {\ vec {S}}}$ ${\ Displaystyle S}$

{\ Displaystyle {\ vec {J}} = {\ vec {L}} + {\ vec {S}}}

El momento magnético resultante ya no es completamente por el número cuántico que determina el momento angular total, sino que depende más de qué tan grande el ferrocarril y los números cuánticos del momento angular de giro y están en él. Esto fluye hacia el factor g del nivel de Landé . El nivel se divide en niveles Zeeman equidistantes en el campo magnético (débil) . El efecto Zeeman anómalo es, por tanto, una división en diferentes . El efecto Zeeman normal es el caso especial del efecto Zeeman anómalo, en el que se aplica lo siguiente porque el giro no tiene influencia. El cambio de energía del nivel Zeeman con es ${\ Displaystyle J}$ ${\ Displaystyle L}$ ${\ Displaystyle S}$ ${\ Displaystyle g_ {j}}$ ${\ displaystyle (2J {\ mathord {+}} 1)}$ ${\ Displaystyle m_ {j}}$ ${\ Displaystyle m_ {l} = m_ {j}}$ ${\ displaystyle S {\ mathord {=}} 0}$ ${\ Displaystyle m_ {j}}$

{\ Displaystyle \ Delta E = g_ {j} \, m_ {j} \, \ hbar \, \ gamma \, B}

.

Si el estado inicial y final de la transición que produce la línea espectral observada son de diferentes tamaños, esto provoca que la línea observada se divida en más de tres líneas. Para decirlo claramente, el momento angular total de la envolvente precesa en el estado inicial con una frecuencia de Larmor diferente a la del estado final. ${\ Displaystyle g_ {j}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {J}}}$ ${\ Displaystyle \ omega _ {L} = g_ {J} \, \ gamma \, B}$

Después de Landé fórmula de la g-factor es un nivel simplemente a partir de los números cuánticos , y predecible. El requisito previo es que los números cuánticos para la suma del momento angular orbital solo y la suma de los espines estén bien definidos. Para los átomos con un solo electrón fuera de las capas cerradas (por ejemplo, H, Na y otros metales alcalinos), esto siempre viene dado por sus números cuánticos y . En el caso de varios electrones fuera de capas cerradas, el acoplamiento LS debe estar presente, que suele ser el caso de los elementos más ligeros. Con la ayuda de la fórmula de Landé fue posible determinar los tres números cuánticos para una multitud de niveles de átomos diferentes, lo que fue un factor decisivo para descifrar la estructura de la capa atómica (ver también el término símbolo ). ${\ Displaystyle g_ {j}}$ ${\ Displaystyle J}$ ${\ Displaystyle L}$ ${\ Displaystyle S}$ ${\ Displaystyle L {\ mathord {=}} \ ell}$ ${\ displaystyle S {\ mathord {=}} {\ tfrac {1} {2}}}$ ${\ Displaystyle J, L, S}$

División de los niveles de hidrógeno bajo la influencia de un campo magnético.

Con alta intensidad de campo

A medida que el campo magnético se vuelve más fuerte, el efecto Zeeman anómalo muestra desviaciones de la equidistancia de la división, y algunas de las líneas individuales se acercan entre sí de tal manera que finalmente se obtiene la imagen del efecto Zeeman normal con solo tres divisiones. Esto se conoce como efecto Paschen-Back . Se explica por el hecho de que el campo magnético aplicado es lo suficientemente fuerte como para romper el acoplamiento existente originalmente desde y hacia un momento angular total bien definido con un número cuántico bien definido , de modo que los niveles involucrados se convierten en superposiciones de diferentes momentos angulares totales. . Para hacer esto, el campo magnético externo debe ser tan fuerte que la división de nivel sea mucho mayor que la diferencia de energía original con el siguiente nivel del multiplete, que tiene un momento angular total diferente para los mismos números cuánticos y para el momento angular orbital y girar . En estas condiciones, los momentos magnéticos de giro y el momento angular orbital se ajustan independientemente entre sí al campo magnético y, debido a su tamaño igual, también causan divisiones del mismo nivel. La división de energía es: ${\ Displaystyle {\ vec {L}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {S}}}$ ${\ Displaystyle {\ vec {J}}}$ ${\ Displaystyle J}$ ${\ Displaystyle L}$ ${\ Displaystyle S}$ ${\ Displaystyle J}$

{\ Displaystyle \ Delta E = \ left (g_ {l} m_ {l} + g_ {s} m_ {s} \ right) \, \ hbar \, \ gamma \, B}

Debido al valor , los valores medio enteros de dan como resultado un múltiplo entero de como en el efecto Zeeman normal. ${\ Displaystyle g_ {s} = 2}$ ${\ Displaystyle m_ {s}}$ ${\ Displaystyle \ Delta E = \ hbar \, \ gamma \, B}$

Efecto Zeeman en núcleos

El efecto Zeeman anómalo también se ha observado en núcleos atómicos. Esto es notable en la medida en que los momentos magnéticos nucleares son aproximadamente 10 ³ -10 ⁵ veces más pequeños que con la capa atómica (ver el factor masa en la fórmula anterior), mientras que las frecuencias de la radiación gamma típica de los núcleos son al menos 10 ⁴ veces más alto que con las líneas espectrales ópticas. El efecto Zeeman, que por lo tanto requiere al menos 10 ⁸ veces mejor resolución espectral, se demostró en la década de 1960 con la ayuda del efecto Mössbauer en los núcleos de ⁵⁷ Fe, que fueron expuestos al campo magnético interno extremadamente fuerte en hierro magnetizado.

Efecto Zeeman cuadrado

Un campo magnético siempre induce un momento incluso en capas cerradas de la capa atómica sin un momento magnético permanente:

{\ Displaystyle {\ vec {\ mu}} _ {\ mathrm {ind}} = \ alpha _ {\ mathrm {m}} {\ vec {B}}}

con la polarizabilidad magnética . ${\ Displaystyle \ alpha _ {\ mathrm {m}}}$

Esto también interactúa con el campo magnético externo y conduce a una mayor división de energía:

{\ Displaystyle \ Delta E = \ alpha _ {\ mathrm {m}} \ cdot B ^ {2}.}

Este efecto es generalmente mucho más pequeño que el efecto Zeeman lineal.

Aplicaciones

Espectroscopia

El efecto Zeeman tiene numerosas aplicaciones en la espectroscopia ( resonancia de espín electrónico (ESR), resonancia magnética nuclear (RMN), espectroscopia de resonancia magnética nuclear , tomografía de resonancia magnética , espectroscopia de Mössbauer, etc.). En espectrometría de absorción atómica , el efecto Zeeman se utiliza para la compensación de fondo.

El efecto Zeeman se utiliza en el Zeeman más lento ( William D. Phillips , Harold Metcalf 1982), un caso especial de enfriamiento por láser, a menudo antes de una trampa magnetoóptica .

astronomía

Ampliación de una línea de absorción del espectro solar (línea vertical) cerca de una mancha solar (izquierda). Ampliado a la derecha.

George Ellery Hale demostró la existencia de fuertes campos magnéticos en las manchas solares utilizando el efecto Zeeman . La imagen muestra una mancha solar a la izquierda. Se resolvió espectroscópicamente a lo largo de la línea vertical. La línea Fraunhofer parece casi inalterada por encima y por debajo de la mancha solar . Parece ensanchado dentro de la mancha solar.

Un campo magnético B en el sol de 0,1 Tesla hace que la energía se divida

{\ Displaystyle \ Delta E = \ mu _ {\ mathrm {B}} \ times B = 5 {,} 8 \ times 10 ^ {- 6}}

eV

con el magnetón de Bohr . Solo se puede observar en espectrógrafos con una resolución mejor que 10 ⁻⁴ . Los magnetogramas se registran a la luz de las líneas magnéticas divididas. El sol aparece gris. Las desviaciones fuertes en la polaridad del campo magnético se resaltan en blanco o negro y marcan las zonas activas. ${\ Displaystyle \ mu _ {\ mathrm {B}}}$

Ver también

Efecto Paschen-Back que se divide en el caso de campos magnéticos muy fuertes
Zeeman-Slower una técnica de frenado para haces atómicos con la ayuda del efecto Zeeman

literatura

Las obras originales son:

Pieter Zeeman: Sobre la influencia del magnetismo en la naturaleza de la luz emitida por una sustancia. En: Revista Filosófica . cinta 43 , 1897, pág. 226 , doi : 10.1080 / 14786449708620985 (inglés, http://articles.adsabs.harvard.edu/pdf/1897ApJ.....5..332Z harvard.edu [PDF; consultado el 6 de noviembre de 2020] Holandés: Over The Invloed eener Magnetisatie op den Aard van het door een Stof uitgezonden light . Amsterdam 1896. Original en las negociaciones de la Real Academia de los Países Bajos).
Pieter Zeeman: Dobletes y tripletes en el espectro producidos por fuerzas magnéticas externas. En: Revista Filosófica. Vol. 44, 1897, p. 55, doi: 10.1080 / 14786449708621060 (en holandés en las negociaciones de la Royal Netherlands Academy, Amsterdam, Over Doubletten en Tripletten in het Spectrum teweeg produjo la necesaria Magnetische Krachten I a III, 1897).
Pieter Zeeman: El efecto de la magnetización sobre la naturaleza de la luz emitida por una sustancia. En: Naturaleza. Vol. 55, 11 de febrero de 1897, p. 347, doi: 10.1038 / 055347a0 .

EP Lewis: Los efectos de un campo magnético en la radiación - Memorias de Faraday, Kerr y Zeeman . Read Books, 2007, ISBN 1-4067-6505-8 ( vista previa limitada en la Búsqueda de libros de Google: colección facsímil de algunas obras de M. Faraday, J. Kerr y P. Zeeman).

Libros de texto:

Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: Las conferencias Feynman sobre física . cinta 2 . Addison-Wesley, Reading, Massachusetts 1964, 34 The Magnetism of Matter (inglés, caltech.edu , especialmente las secciones 34-2 Momentos magnéticos y momento angular, 34-3 La precesión de los imanes atómicos).
Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: Las conferencias Feynman sobre física . cinta 3 . Addison-Wesley, Reading 1964, 12-4 The Zeeman Splitting, págs. 12-9 Massachusetts (inglés, caltech.edu - cálculo de la división según la mecánica cuántica utilizando un ejemplo sencillo).

enlaces web

Commons : efecto Zeeman - colección de imágenes, videos y archivos de audio

Alexander Fromm, Martin Hörner: Zeeman Effect ( Memento del 5 de julio de 2010 en Internet Archive ). Universidad de Friburgo, intento de pasantía, 8 de septiembre de 2005, consultado el 2 de febrero de 2010 (archivo PDF; 434 kB).
Astrid Ebbing: Estructura del experimento Zeeman para la pasantía F. (PDF) Tesis de licenciatura. Ruhr-Universität Bochum , octubre de 2007, consultado el 31 de octubre de 2020 (medición del efecto Zeeman sobre el átomo de cadmio, explicación de la teoría, estructura y posibles errores sistemáticos).
Efecto Zeeman. (html) En: Portal de medios de la Universidad Albert Ludwig de Friburgo . Recuperado el 6 de noviembre de 2020 (experimento de demostración sobre el efecto Zeeman con un video).

Evidencia individual

↑ P. Zeeman: About an Influence of Magnetization on the Nature of the Light Emited by a Substance , Negotiations of the Physical Society in Berlin, p. 127, 1896. (La fuente de Internet contiene erróneamente más páginas del volumen entre las páginas de el artículo.)
↑ Nobelprize.org: The Nobel Prize in Physics 1902 (consultado el 6 de noviembre de 2012).
↑ Anne J. Kox: pionera de la magnetoóptica . En: Physics Journal . cinta 14 , no. 6 , 2015, pág. 51–53 ( prophysik.de [PDF; consultado el 6 de noviembre de 2020]).
↑ K. Hentschel: El descubrimiento del efecto Zeeman . como ejemplo de la compleja interacción entre instrumentos científicos, experimentos y teoría. En: Hojas físicas . cinta 52 , no. 12 , 1996, págs. 1232–1235 , doi : 10.1002 / phbl.19960521209 ( wiley.com [PDF; consultado el 6 de noviembre de 2020]).
↑ El valor exacto es y se mide con 12 decimales porque la pequeña desviación de 2 es una piedra de toque para la electrodinámica cuántica ( CODATA ). Esta desviación se descubrió recién en 1946 y prácticamente no jugó ningún papel para el efecto Zeeman y sus aplicaciones en espectroscopía, por lo que tampoco se considera aquí. ${\ Displaystyle g_ {s} = 2 {,} 0023 \ dots}$

[1] P. Zeeman: About an Influence of Magnetization on the Nature of the Light Emited by a Substance , Negotiations of the Physical Society in Berlin, p. 127, 1896. (La fuente de Internet contiene erróneamente más páginas del volumen entre las páginas de el artículo.)

[2] Nobelprize.org: The Nobel Prize in Physics 1902 (consultado el 6 de noviembre de 2012).

[3] Anne J. Kox: pionera de la magnetoóptica . En: Physics Journal . cinta 14 , no. 6 , 2015, pág. 51–53 ( prophysik.de [PDF; consultado el 6 de noviembre de 2020]).

[4] K. Hentschel: El descubrimiento del efecto Zeeman . como ejemplo de la compleja interacción entre instrumentos científicos, experimentos y teoría. En: Hojas físicas . cinta 52 , no. 12 , 1996, págs. 1232–1235 , doi : 10.1002 / phbl.19960521209 ( wiley.com [PDF; consultado el 6 de noviembre de 2020]).

[5] El valor exacto es y se mide con 12 decimales porque la pequeña desviación de 2 es una piedra de toque para la electrodinámica cuántica ( CODATA ). Esta desviación se descubrió recién en 1946 y prácticamente no jugó ningún papel para el efecto Zeeman y sus aplicaciones en espectroscopía, por lo que tampoco se considera aquí. ${\ Displaystyle g_ {s} = 2 {,} 0023 \ dots}$

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