Zeeman-effektus

A nátrium-D-vonalak felosztása mágneses mező hatására

A Zeeman-effektus [ ˈzeːmɑn -] az atomfizikában a spektrális vonalak mágneses tér általi felosztása . A hasadás az egyes állapotok energiaszintjének különböző eltolódásain keresztül történik egy külső mágneses mező hatására . A hatást először 1896-ban mutatta be Pieter Zeeman . Három évvel később Hendrik Antoon Lorentznek sikerült elmagyaráznia azt a feltételezést, hogy az atomok által kibocsátott fényt mozgó elektronok generálják. 1902-ben mindketten fizikai Nobel-díjat kaptak .

Az energia eltolódást okozott a hatását a mágneses tér mágneses momentuma az atomi héj , ami keletkezik a orbitális impulzusmomentum és a spin a elektronokat . A hatás elérhető a nukleáris centrifugálásra is , itt olyan hasítások vannak, amelyek körülbelül 1000-szer kisebbek, mivel az atomfonatok mágneses nyomatéka 1000-szer kisebb tényező .

Az elektromos tér miatti energiaeltolódás Stark-effektus néven ismert .

Felfedezés és fontosság

Annak érdekében, hogy felfedezzék a különböző természeti erők közötti lehetséges kapcsolatokat, többek között a XIX. Hosszan kereste a mágneses mezők fényre gyakorolt ​​hatását (lásd pl. Faraday-effektus ). A klasszikus fizika azon gondolatából, miszerint a fényt elektromágneses hullámként hozzák létre az (egész) atomok oszcillációi, Hendrik Antoon Lorentz elméletileg egy olyan képletet vezetett le 1892-ben, amely szerint a spektrális vonalak háromszor oszlanak meg, amikor a sugárzó atomok mágneses mezőben. Részletesen, a három vonal közepén a zavartalan frekvenciát kell megjeleníteni, a másik két vonal frekvenciáját pedig felfelé vagy lefelé kell tolni a mágneses mező okozta Larmor-precesszió frekvenciájával . A mágneses térrel párhuzamos megfigyelésnél a két eltolt vonalat körkörösen is ellentétes irányban kell polarizálni, és a középvonal egyáltalán nem jelenhet meg. Zeeman mindezt először 1896-ban figyelhette meg, igaz, a vártnál sokszor nagyobb osztással. A hasítás utólagos pontos mérése azt mutatta, hogy még mindig megfelel Lorentz képletének, ha ezt alkalmazzuk arra az esetre, amikor fénykibocsátáskor nem a teljes tömegű atom rezeg, hanem csak a sokkal könnyebb elektron . Abban az időben az elektronhipotézist csak feltételezték, hogy az elektronok az atomok részét képezik . A Zeeman-effektus és sikeres magyarázata ezt a nézetet akkoriban sokkal meggyőzőbbé tette a fizikában. Például a Zeeman által megfigyelt hasításból ugyanazt a töltés / tömeg arányt határozták meg a hipotetikus elektron esetében , röviddel később, a szabad elektronok megfigyelésénél, Joseph John Thomson és mások.

Lorentz azonban csak háromszoros megosztást tudott megmagyarázni, amelyet ezért normális Zeeman-effektusnak neveztek . A normális Zeeman-effektus nagyobb számú megfigyeléssel volt ellentétben, amelyek során a hasításból több mint három vonal jelent meg. Ez az úgynevezett anomális Zeeman-effektus megmagyarázhatatlan jelenség volt a klasszikus fizika és Bohr atommodellje szempontjából is, és éppen ezért indítottak további elméleti vizsgálatokat. Bohr-Sommerfeld atommodelljében 1916-tól kezdődően a páratlan számokat több mint három vonalon magyarázták az orbitális szögmomentum irányított kvantálásával . Ezzel szemben 1925-ben a páros számú hasítások egy új típusú szögimpulzus, az elektron-spin felfedezéséhez vezettek . A hasítások nagysága, amely eltér a normál Zeeman-hatástól, a Landé-faktorral paraméterezhető, amelyet a kvantummechanika indokolt 1925-től . Az eredeti felhasználástól eltérően a normál Zeeman-effektust elsősorban a hasítás nélküli hasításnak nevezik , és annak az anomális Zeeman-hatásnak , amelyet a spin bevonása jelent. (További információ:

Normális Zeeman-effektus

A normál Zeeman-effektus akkor következik be, amikor a vizsgált rendszer szögmomentuma nem tartalmazza a részecskék centrifugálásának egy részét (azaz a teljes spin spin kvantumszámát ). Ezt már a klasszikus fizika összefüggésében meg lehetett magyarázni. ${\ displaystyle S = 0}$

Klasszikus magyarázat

Egy elektron egy körpályán a (körkörös) frekvencia képez egy kör alakú áram, és ezért egy mágneses dipólus momentum a mellett egy mechanikus perdület . Mindkét vektor párhuzamos, merőleges a pályasíkra és rögzített méretaránnyal rendelkezik , mivel a gyromágneses állandó az egyszerű pálya szögmomentumától függ, csak az elektromos töltéstől és az elektron tömegétől (további részletekért, különös tekintettel a rendellenes gyromágnesesre arányok példa elektron esetén , lásd a megadott kulcsszavakat). ${\ displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}} = \ gamma {\ vec {\ ell}}}$ ${\ displaystyle \ gamma = e / (2 m _ {\ text {e}})}$ ${\ displaystyle e}$ ${\ displaystyle m _ {\ text {e}}}$

A mágneses dipólus potenciális energiája a mágneses térhez viszonyított orientációjától függ : ${\ displaystyle {\ vec {B}}}$

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

Itt és a mező irányával párhuzamos alkatrészek vannak. a térerősség nagysága. ${\ displaystyle \ mu _ {z}}$${\ displaystyle \ ell _ {z}}$${\ displaystyle B}$

A forgatónyomaték , amely álló helyzetű rúdmágnest fordítana a terepi vonalak irányába (például az iránytű tű északra mutat), a Larmor-precessziót szögmomentum jelenlétében okozza , amelyben a vektor a beállítási szög megváltoztatása nélkül, azaz állandó komponenssel , a mező körüli irányt elforgatjuk. A precesszió szögsebessége a Larmor frekvencia${\ displaystyle {\ vec {M}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$${\ displaystyle \ ell _ {z}}$

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

Az elektron korábban tisztán körkörös mozgása tehát rozetta pályává válik . A harmonikus lebontás azt mutatja, hogy a mágneses tér irányával párhuzamos mozgáskomponens egy olyan rezgés, amelynek frekvenciája független a mágneses tér erősségétől és egyenlő a zavartalan körmozgás frekvenciájával. A mező irányára merőleges mozgás két ellentétes körmozgás összegeként írható le, oldalsáv frekvenciákkal. A klasszikus fizika szerint az elektron által generált minden hullám ugyanazt a három frekvenciát kapja. Egyéb tulajdonságaik különösen egyszerűek, ha a megfigyelést a mágneses mező irányában (hosszirányban) vagy arra merőlegesen (keresztirányban) végzik. A longitudinális Zeeman-effektusban a középfrekvencia egyáltalán nem fordul elő, mert a dipólus nem sugárzik az oszcilláció irányába. A két oldalsáv ezután ellentétes körpolarizációt mutat . A mágneses térre derékszögben, a keresztirányú Zeeman-effektusban az ember mindhárom frekvencia lineárisan polarizált sugárzását látja, a középfrekvencia polarizációja a mágneses tér irányába mutat, az oldalsávoké merőleges. A normális Zeeman-effektusnak ez a pontos leírása, H. A. Lorentz által, kvantitatív módon megfelel annak a megfigyelésnek is, ha a gyromágneses tényezõt a fent megadott képletnek megfelelõen adjuk meg . Az atomi tömeget eredetileg a nevezőben használták, így a felosztást több ezer tényezővel túl kicsinek jósolták. Ez a tény fontos lépés volt annak felismerése felé, hogy az elektronok döntő szerepet játszanak a fénykibocsátásban. ${\ displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ displaystyle \ omega = \ omega _ {e} \ pm \ omega _ {L}}$${\ displaystyle \ omega _ {e}}$${\ displaystyle \ gamma = e / (2 m _ {\ text {e}})}$

Ez a klasszikus magyarázat ugyanúgy vonatkozik egyetlen elektronra, mint több elektron rendszerére, pl. B. az atom teljes elektronhéjára (ha a teljes spin nulla). és ezután jelöli a teljes perdület vagy az egész mágneses momentuma a héj (gyakran nagybetűkkel és írásbeli), ahol a giromágneses tényező különösen ugyanaz marad, függetlenül a másik részleteit a mozgás az elektronok révén egymással. ${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle {\ vec {M}}}$${\ displaystyle \ gamma}$

Kvantummechanikai magyarázat

Szerint kvantummechanika , az elektron nem sugároz, míg ez a stacionárius állapotban, hanem során a átmenet két állapot között van, mindkettő egy bizonyos energia, ezáltal a frekvencia a kibocsátott hullám eredmények kizárólag a különbség a kettő között energiák ( kvantumfeltétel a szögfrekvenciával és a csökkent Planck-kvantummal ): ${\ displaystyle \ Delta E}$ ${\ displaystyle \ omega}$ ${\ displaystyle \ hbar}$

${\ displaystyle \ omega = {\ frac {\ Delta E} {\ hbar}}}$

A fent használt klasszikus képletek a mágneses dipólus nyomatékának nagyságára és energiájára a mágneses mezőben továbbra is érvényesek, feltéve, hogy az elektronpörgéshez kapcsolódó mágneses hatások figyelmen kívül hagyhatók. Ez a feltétel egyetlen elektron esetében soha nem teljesül, csak azokban a rendszerekben, amelyekben páros számú elektron van, olyan állapotokban, amelyekben az elektron forog, és összeadódik a teljes spin . Az egyes elektron keringési szögmomentuma helyett az összes orbitális szögmomentum összegét kell figyelembe venni, és ennek megfelelően a mező mentén lévő komponenst . Állandó állapotban csak diszkrét értékekkel rendelkezhet . A mágneses kvantumszám végigfut egész értékek között , és , ahol a (mindig integer) orbitális impulzusmomentum kvantumszám az érintett állam. (További részletekért lásd az irányított kvantálást .) ${\ 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}$

A korábban degenerált állapot energiaszintje energetikailag egyenlő távolságra oszlik Zeeman szintekre az energia eltolódásaival ${\ displaystyle (2L {\ mathord {+}} 1)}$

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

az eredeti szinthez képest. Ezek egymástól el vannak választva ${\ displaystyle \ Delta m_ {L} = \ pm 1}$

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

A méretet Bohr magnetonjának nevezik . Azok az államok, amelyek egyáltalán nem hasadnak (ún. Szingulett ), a hármas (hármas) államok stb. ${\ displaystyle \ mu _ {B}: = \ hbar \ gamma \ equiv {\ tfrac {e \ hbar} {2 \, m_ {e}}}}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$

A normális Zeeman-hatást pl. B. egy állapotból a-ba való átmenetkor . A mágneses hasadás a kvantumfeltételen keresztül a frekvencia elmozdulását vagy nulla körüli megfigyelését eredményezi a spektrális vonalakon . A körkörös polarizáció (a mező iránya körül) abból adódik, hogy az elektron szögmomentumának z-komponense megváltozik, és a generált fotonnak ellentétes szögimpulzusúnak kell lennie a szögimpulzus megőrzése miatt. ${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$${\ displaystyle \ pm \ omega _ {L}}$${\ displaystyle \ pm 1 \ hbar}$

Ugyanezek a képletek vonatkoznak az összes magasabb orbitális szögmomentumra is , az energiaszintek szintén a tényező többszörösével oszlanak meg . A spektrális vonalak megfelelő osztását a többszöröseivel azonban nem figyeljük meg, mert az ilyen átmenetekhez a foton állandó nyomatéka miatt egyszerre több foton kibocsátására lenne szükség, ami erősen elnyomott folyamat. Ezért gyakorlatilag csak átmenetek vannak . A Zeeman-effektussal általában kevesebb spektrális vonal figyelhető meg, mint amennyit a felosztásból eredő Zeeman-szintek száma mutat. E közös magyarázat miatt (a szinteltolástól függően ) ezek az esetek a normál Zeeman-effektus egyetlen kifejezés alá vannak csoportosítva. ${\ 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}}$

Anomális Zeeman-effektus

Mérsékelt térerővel

A normális Zeeman-effektusnál jóval gyakoribb anomális Zeeman-effektusban a spektrális vonalak több mint három vonalra oszlanak, gyakran páros számban (kvartett, szextett stb.). A tolást az értelmezéshez kell használni. Az elektronnak ez a belső szögmomentuma , amelyet a klasszikus fizika szerint nem lehet megmagyarázni, csak fele akkora, mint az orbitális szögmomentum egysége , de ugyanolyan erősséggel járul hozzá a mágneses hatáshoz (1 Bohr magneton ). Az anomális Zeeman-effektusban orbitális és spin-mágnesesség fordul elő. A mágneses pillanatban társított a spin van írva a rendellenes g-faktora a spin . Abban az esetben, a Russell-Saunders kapcsolásával , a teljes perdület a atomi héj alkotja az összeg az összes orbitális impulzusmomentumok ( Quantum számát ) és az összeg az összes centrifugálási perdület ( Quantum száma ) az elektron 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}$

${\ displaystyle {\ vec {J}} = {\ vec {L}} + {\ vec {S}}}$

A kapott mágneses nyomaték már nem teljesen a kvantumszám határozza meg a teljes perdület, de jobban függ, hogy mekkora a vasút és a spin impulzusmomentum kvantumszám és vannak benne. Ez belemegy Landé szint g- faktorába . A szint egyenlő távolságra oszlik a (gyenge) mágneses mezőben lévő Zeeman-szintekre. A rendellenes Zeeman-effektus így különbözőekre oszlik . A normális Zeeman-effektus az anomális Zeeman-effektus speciális esete, amelyben a következők érvényesek, mert a spinnek nincs hatása. A Zeeman-szint energiaváltása a -val van ${\ 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}}$

${\ displaystyle \ Delta E = g_ {j} \, m_ {j} \, \ hbar \, \ gamma \, B}$.

Ha a megfigyelt spektrális vonalat létrehozó átmenet kezdeti és végső állapota különböző méretű, ez a megfigyelt vonal háromnál több vonalra osztódását okozza. Világosan megfogalmazva, a burok teljes szögmomentuma a kezdeti állapotban más Larmor frekvenciával rendelkezik, mint a végső állapotban. ${\ displaystyle g_ {j}}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle \ omega _ {L} = g_ {J} \, \ gamma \, B}$

Miután Lande formula a g-faktor szint egyszerűen a kvantum számokat , és kiszámítható. Ennek előfeltétele, hogy a kvantumszámok önmagukban csak az orbitális szögmomentum összegének és a forogások összegének jól meghatározottak legyenek. Azoknál az atomoknál, amelyeknek csak egy elektronja van zárt héjon kívül (pl. H, Na és egyéb alkálifémek), ezt mindig kvantumszáma és . A zárt héjakon kívüli több elektron esetén az LS-csatolásnak jelen kell lennie , ami általában a könnyebb elemek esetében van. Landé képletének segítségével meghatározható volt a három kvantumszám a különböző atomok sokaságához, ami döntő tényező volt az atomhéj szerkezetének megfejtésében (lásd még a szimbólum kifejezést is ). ${\ displaystyle g_ {j}}$${\ displaystyle J}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} \ ell}$${\ displaystyle S {\ mathord {=}} {\ tfrac {1} {2}}}$${\ displaystyle J, L, S}$

A hidrogénszintek felosztása mágneses mező hatására

Nagy térerővel

Amint a mágneses tér erősebbé válik, az anomális Zeeman-effektus eltéréseket mutat a hasítás egyenlőségétől, és az egyes vonalak némelyike ​​úgy közelít egymáshoz, hogy végső soron a normál Zeeman-effektus képe csak három osztással jár. Ezt Paschen-Back effektusnak nevezik . Ez azzal a ténnyel magyarázható, hogy az alkalmazott mágneses mező elég erős ahhoz, hogy megtörje az eredetileg meglévő csatolást és egy jól meghatározott összes perdület egy jól meghatározott kvantumszám , hogy az érintett szintek válnak átfedések különböző teljes impulzusmomentumok . Ehhez a külső mágneses mezőnek olyan erősnek kell lennie, hogy a szintosztás sokkal nagyobb legyen, mint az eredeti energiakülönbség a multiplett következő szintjére, amelynek ugyanaz a kvantumszámok és az orbitális szögmomentum esetében eltérő a teljes szögmomentuma, és forogni . Ilyen körülmények között a spin és az orbitális szögimpulzus mágneses momentumai egymástól függetlenül alkalmazkodnak a mágneses mezőhöz, és egyenlő méretük miatt ugyanazt a szintet hasítják. Az energiafelosztás: ${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle {\ vec {S}}}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle J}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle J}$

${\ displaystyle \ Delta E = \ bal (g_ {l} m_ {l} + g_ {s} m_ {s} \ jobb) \, \ hbar \, \ gamma \, B}$

Az érték miatt a fél- egész értékek egész számának többszörösét eredményezik , mint a normál Zeeman-effektusban. ${\ displaystyle g_ {s} = 2}$${\ displaystyle m_ {s}}$${\ displaystyle \ Delta E = \ hbar \, \ gamma \, B}$

Zeeman-hatás a magokban

Az anomális Zeeman-hatást atommagokban is megfigyelték. Ez azért figyelemre méltó, mert a magmágneses momentumok kb. 10 ³ -10 ^5- ször kisebbek, mint az atommag esetében (lásd a faktor tömegét a fenti képletben), míg a magokból származó tipikus gammasugárzás frekvenciája legalább 10 ⁴ -szor nagyobb, mint optikai spektrumvonallal. A Zeeman-effektust, amely így legalább 10 ^8- szor jobb spektrális felbontást igényel , az 1960-as években mutatták ki a Mössbauer-effektus segítségével az ⁵⁷ Fe magjain, amelyek mágnesezett vasban a rendkívül erős belső mágneses mezőnek voltak kitéve.

Square Zeeman Effect

A mágneses mező mindig egy pillanatot indukál még az atomhéj zárt kagylóiban is állandó mágneses momentum nélkül:

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

a mágneses polarizálhatósággal . ${\ displaystyle \ alpha _ {\ mathrm {m}}}$

Ez kölcsönhatásba lép a külső mágneses térrel is, és az energia további felosztásához vezet:

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

Ez a hatás általában jóval kisebb, mint a lineáris Zeeman-effektus.

Alkalmazások

Spektroszkópia

A Zeeman-effektust számos alkalmazás jellemzi a spektroszkópiában ( elektron spin-rezonancia (ESR), magmágneses rezonancia (NMR), magmágneses rezonancia-spektroszkópia , mágneses rezonancia-tomográfia , Mössbauer-spektroszkópia stb.). Az atomabszorpciós spektrometriában a Zeeman-effektust használják háttér-kompenzációra.

A Zeeman- effektust a Zeeman lassabban alkalmazza ( William D. Phillips , Harold Metcalf 1982), a lézerhűtés speciális esete , gyakran egy magneto-optikai csapda előtt .

csillagászat

A napspektrum (függőleges vonal) abszorpciós vonalának kiszélesedése egy napfolt közelében (balra). Jobbra kinagyítva.

George Ellery Hale a Zeeman-effektus segítségével bizonyította az erős mágneses mezők létezését a napfoltokban . A képen egy napfolt látható a bal oldalon. Spektroszkópikusan oldódott meg a függőleges vonal mentén. A Fraunhofer vonal szinte zavartalanul jelenik meg a napfolt felett és alatt . A napfoltban kiszélesedettnek tűnik.

A mágneses mező  B a nap 0,1  Tesla okoz energia kell osztani

${\ displaystyle \ Delta E = \ mu _ {\ mathrm {B}} \ szor B = 5 {,} 8 \ szor 10 ^ {- 6}}$ eV

A Bohr magneton . Csak ^10–4- nél jobb felbontású spektrográfokban figyelhető meg . A magnetogramokat a hasított mágneses vonalak fényében rögzítik. A nap szürkének tűnik. A mágneses tér polaritásának erős eltéréseit fekete vagy fehér színnel emelik ki, és jelzik az aktív zónákat. ${\ displaystyle \ mu _ {\ mathrm {B}}}$

Lásd még

• Paschen-Back effektus felosztása nagyon erős mágneses mezők esetén
• Zeeman-Slower az atomnyalábok fékezési technikája a Zeeman-effektus segítségével

irodalom

Az eredeti művek a következők:

• Pieter Zeeman: A mágnesesség hatásáról az anyag által kibocsátott fény természetére. In: Filozófiai magazin . szalag 1897, 43. o. 226 , doi : 10.1080 / 14786449708620985 (angol, http://articles.adsabs.harvard.edu/pdf/1897ApJ.....5..332Z harvard.edu [PDF; megtekintve 2020. november 6-án] holland: több mint a bevont eener Magnetisatie op den Aard van het door een Stof uitgezonden light . Amszterdam 1896. Eredeti a Holland Királyi Akadémia tárgyalásain). 
• Pieter Zeeman: Dupla és hármas a külső mágneses erők által létrehozott spektrumban. In: Filozófiai magazin. 1897. évi 44. kötet, 55. oldal, doi: 10.1080 / 14786449708621060 (hollandul a Holland Királyi Akadémia amszterdami tárgyalásain, az Over Doubletten en Tripletten in het Spectrum teweeg meghozta a szükséges Magnetische Krachten I-t 1897-ig).
• Pieter Zeeman: A mágnesezés hatása az anyag által kibocsátott fény természetére. In: Természet. 55. évfolyam , 1897. február 11., 347. o., Doi: 10.1038 / 055347a0 .

• EP Lewis: A mágneses mező hatása a sugárzásra - Faraday, Kerr és Zeeman emlékiratai . Read Books, 2007, ISBN 1-4067-6505-8 ( korlátozott előnézet a Google Könyvkeresőben - M. Faraday, J. Kerr és P. Zeeman néhány művének fax-gyűjteménye). 

Tankönyvek:

• Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: A feynmani előadások a fizikáról . szalag 2 . Addison-Wesley, Reading, Massachusetts 1964, 34 Az anyag mágnesessége (angol, caltech.edu - különösen a 34–2. Szakasz : Mágneses pillanatok és szögimpulzus , 34–3. Az atommágnesek precessziója). 
• Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: A feynmani előadások a fizikáról . szalag 3 . Addison-Wesley, Reading 1964, 12-4 The Zeeman Splitting, pp. 12–9 Massachusetts (angol, caltech.edu - a hasítás kiszámítása kvantummechanika szerint, egyszerű példával). 

internetes linkek

• Alexander Fromm, Martin Hörner: Zeeman Effect ( Memento 2010. július 5-től az Internet Archívumban ). Freiburgi Egyetem, gyakorlati kísérlet, 2005. szeptember 8., hozzáférés: 2010. február 2. (PDF fájl; 434 kB).
• Astrid Ebbing: A Zeeman kísérlet felépítése az F szakmai gyakorlathoz. (PDF) Alapszakdolgozat. Ruhr-Universität Bochum , 2007. október, hozzáférés: 2020. október 31. (a kadmium atomra gyakorolt ​​Zeeman-hatás mérése, az elmélet, a szerkezet és az esetleges szisztematikus hibák magyarázata). 
• Zeeman-effektus. (html) In: A freiburgi Albert Ludwig Egyetem médiaportálja . Letöltve: 2020. november 6 (demonstrációs kísérlet a Zeeman-effektusról videóval). 

Egyéni bizonyíték

1. ↑ P. Zeeman: A mágnesezés hatásáról az anyag által kibocsátott fény természetére , A berlini Fizikai Társaság tárgyalásai, 1896. 127. o. (Az internetes forrás tévesen tartalmaz további kötetlapokat a a cikk.)
2. ^ Nobelprize.org: A fizikai Nobel-díj 1902 (hozzáférés: 2012. november 6.).
3. ↑ Anne J. Kox: A magneto-optika úttörője . In: Physics Journal . szalag 14 , no. 2015, 6. o. 51–53 ( pro-physik.de [PDF; hozzáférés: 2020. november 6.]). 
4. ↑ K. Hentschel: A Zeeman-effektus felfedezése . a tudományos eszközök, kísérletek és elmélet bonyolult kölcsönhatásának példájaként. In: Fizikai lapok . szalag 52 , no. 12 , 1996, pp. 1232–1235 , doi : 10.1002 / phbl.19960521209 ( wiley.com [PDF; hozzáférés: 2020. november 6.]). 
5. ↑ A pontos értéket 12 tizedesjegyig mérjük, mert a 2-es kis eltérés a kvantumelektrodinamika ( CODATA ) próbaköve . Ezt az eltérést csak 1946-ban fedezték fel, és gyakorlatilag nem játszott szerepet a Zeeman-effektusban és annak spektroszkópiás alkalmazásában, ezért itt sem veszik figyelembe.${\ displaystyle g_ {s} = 2 {,} 0023 \ pont}$