Zeeman etkisi

Bir manyetik alanın etkisi altında sodyum D çizgilerinin ayrılması

Zeeman etkisi [ zeːmɑn -] içinde atom fizik olan bölme spektral çizgileri , bir manyetik alan tarafından. Bölünme, harici bir manyetik alanın etkisi altında bireysel durumların enerji seviyelerinin farklı değişimleri yoluyla gerçekleşir . Etki ilk olarak 1896'da Pieter Zeeman tarafından gösterildi. Üç yıl sonra Hendrik Antoon Lorentz , atomların yaydığı ışığın hareket eden elektronlar tarafından üretildiği varsayımıyla bunu açıklamayı başardı . 1902'de ikisi de Nobel Fizik Ödülü'nü aldı .

Enerji değişimleri ile ilgili manyetik alan etkisi neden olduğu manyetik momentinin atom kabuk olup, üretilen tarafından yörüngesel açısal momentum ve spin elektron . Etki, nükleer spinlerin manyetik momentinin yaklaşık 1000 kat daha küçük olması nedeniyle yaklaşık 1000 kat daha az olan bölünmelerle birlikte nükleer spin için de geçerlidir .

Elektrik alanından kaynaklanan enerji kayması , Stark etkisi olarak bilinir .

Keşif ve Önem

Farklı doğa güçleri arasındaki olası bağlantıları keşfetmek için, diğerlerinin yanı sıra 19. yüzyılda. Manyetik alanların ışık üzerindeki etkisi uzun süredir araştırıldı (bkz. Örneğin Faraday etkisi ). Hendrik Antoon Lorentz , ışığın (bütün) atomların salınımlarıyla elektromanyetik bir dalga olarak yaratıldığı şeklindeki klasik fizik fikrinden yola çıkarak, teorik olarak 1892'de bir formül türetmiştir. manyetik bir alanda. Ayrıntılı olarak, üç çizginin ortası, bozulmamış frekansı göstermeli ve diğer iki hattın frekansı , manyetik alanın neden olduğu Larmor deviniminin frekansı tarafından yukarı veya aşağı kaydırılmalıdır. Manyetik alana paralel gözlem yaparken, iki kaydırılmış çizgi de zıt yönlerde dairesel olarak polarize edilmeli ve orta çizgi hiç görünmemelidir. Zeeman, beklenenden binlerce kat daha büyük bir bölünmeyle de olsa, tüm bunları 1896'da ilk kez gözlemleyebildi. Bölmenin daha sonraki hassas ölçümleri, ışık yayıldığında, titreyen tüm kütlesine sahip atom değil, yalnızca çok daha hafif elektron olduğu durumuna uygulanırsa, yine de Lorentz'in formülüne karşılık geldiğini gösterdi . O zamanlar, elektron hipotezi yalnızca elektronların atomların bir parçası olduğu varsayılıyordu. Zeeman etkisi ve başarılı açıklaması, bu görüşü o zamanlar fizikte çok daha ikna edici hale getirdi. Örneğin, Zeeman tarafından gözlemlenen bölünmeden, kısa bir süre sonra Joseph John Thomson ve diğerlerinin serbest elektron gözlemlerinde olduğu gibi varsayımsal elektron için aynı yük-kütle oranı belirlendi .

Bununla birlikte, Lorentz yalnızca üç katlı bir bölünmeyi açıklayabildi, bu nedenle normal Zeeman etkisi olarak adlandırıldı . Normal Zeeman etkisi, bölünmeden üçten fazla çizginin ortaya çıktığı daha fazla sayıda gözlemle tezat oluşturuyordu. Bu sözde anormal Zeeman etkisi , klasik fizik için ve ayrıca Bohr'un atom modeli için açıklanamaz bir fenomendi ve tam da bu nedenle daha ileri teorik araştırmalar başlatıldı. Üçten fazla üretim hattının tek sayılı böler edildi açıklandığı içinde Bohr-Sommerfeld'in atomik modeli itibaren 1916 tarafından yönlü nicelenmesi orbital açısal momentumun . Buna karşılık, 1925'teki çift sayılı bölünmeler, yeni bir açısal momentum türü olan elektron spini keşfine yol açtı . Normal Zeeman etkisinden sapan bölünmelerin boyutu, 1925'ten itibaren kuantum mekaniğinde gerekçelendirilen Landé faktörü ile parametrelendirilebilir . Orijinal kullanımdan sapma olarak, normal Zeeman etkisi ağırlıklı olarak spinin katılımı olmadan ayrılma ve spinin dahil olduğu anormal Zeeman etkisi olarak anılır . (Daha fazla bilgi için, bkz.)

Normal Zeeman etkisi

Normal Zeeman etkisi, söz konusu sistemin açısal momentumu, parçacıkların dönüşünün herhangi bir bölümünü içermediğinde ortaya çıkar (yani , toplam spin için kuantum sayısı ). Klasik fizik bağlamında zaten açıklanabilirdi. ${\ displaystyle S = 0}$

Klasik açıklama

(Dairesel) frekans ile dairesel bir yol üzerinde bir elektron dairesel akım oluşturur ve bu nedenle sahip bir manyetik dipol momentine mekanik ek açısal momentum . Her iki vektör de paraleldir, yörünge düzlemine diktir ve sabit bir boyut oranına sahiptir , çünkü jiromanyetik sabit sadece elektrik yüküne ve elektronun kütlesine basit yörüngesel açısal momentuma bağlıdır (daha fazla ayrıntı için, özellikle anormal jiromanyetik oranlar örnek elektron olduğunda , verilen anahtar kelimelere bakın). ${\ displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}} = \ gamma {\ vec {\ ell}}}$ ${\ displaystyle \ gamma = e / (2a _ {\ text {e}})}$ ${\ displaystyle e}$ ${\ displaystyle m _ {\ text {e}}}$

Bir manyetik dipolün potansiyel enerjisi, manyetik alana göre yönelimine bağlıdır : ${\ displaystyle {\ vec {B}}}$

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

İşte ve alan yönüne paralel bileşenler. alan kuvvetinin büyüklüğüdür. ${\ displaystyle \ mu _ {z}}$${\ displaystyle \ ell _ {z}}$${\ displaystyle B}$

Tork (örneğin pusula iğne işaret kuzey gibi) alan çizgileri yönünde sabit bir çubuk mıknatıs açacak, nedenleri Larmor oluşumuna içinde bir açısal momentumun mevcudiyetinde , ki burada vektör , yani, ayar açısının değiştirmeksizin Sabit bir bileşen ile Alan yönü etrafında döndürülür. Presesyonun açısal hızı Larmor frekansıdır${\ displaystyle {\ vec {M}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$${\ displaystyle \ ell _ {z}}$

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

Elektronun önceden tamamen dairesel hareketi böylece bir rozet yörüngesine dönüşür . Harmonik bir bozulma, manyetik alanın yönüne paralel hareket bileşeninin, manyetik alanın gücünden bağımsız ve kesintisiz dairesel hareketin frekansına eşit bir frekansta bir salınım olduğunu gösterir . Ve alan yönüne dik olan hareket, yan bant frekansları ile iki zıt dairesel hareketin toplamı olarak tanımlanabilir . Klasik fiziğe göre, elektron tarafından üretilen her dalga aynı üç frekansı alır. Gözlem manyetik alan yönünde (uzunlamasına) veya ona dik (enine) yapılırsa, diğer özellikleri özellikle basittir. Uzunlamasına Zeeman etkisinde, bir dipol salınım yönünde yayılmadığından merkez frekansı hiç oluşmaz. İki yan bant daha sonra zıt dairesel polarizasyon gösterir . Manyetik alana dik açılarda, enine Zeeman etkisinde, üç frekansın hepsinin doğrusal olarak polarize radyasyonunu görür, merkez frekansın polarizasyonu manyetik alan yönünde, yan bantlarınki ise ona diktir. H.A. Lorentz'in normal Zeeman etkisinin bu kesin açıklaması, aynı zamanda, jiromanyetik faktöre yukarıda verilen formüle göre doğru büyüklükte verilirse , nicel olarak gözleme karşılık gelir . Atom kütlesi başlangıçta paydada kullanıldı, böylece bölünmenin birkaç bin faktörle çok küçük olduğu tahmin edildi. Bu gerçek, elektronların ışık emisyonunda çok önemli bir rol oynadığının farkına varılması için önemli bir adımdı. ${\ displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ displaystyle \ omega = \ omega _ {e} \ pm \ omega _ {L}}$${\ displaystyle \ omega _ {e}}$${\ displaystyle \ gamma = e / (2a _ {\ text {e}})}$

Bu klasik açıklama, birkaç elektrondan oluşan bir sistemle aynı şekilde tek bir elektron için de geçerlidir, örn. B. atomun tüm elektron kabuğu için (toplam spin sıfırsa). ve sonra kabuğun tüm açısal momentumunu veya tüm manyetik momentini (genellikle büyük harflerle ve yazıyla) belirtir; burada özellikle jiromanyetik faktör , elektronların birbirleri içerisindeki hareketinin diğer ayrıntılarına bakılmaksızın aynı kalır. ${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle {\ vec {M}}}$${\ displaystyle \ gamma}$

Kuantum mekaniği açıklaması

Göre kuantum mekaniği bu iken, elektron yaymaz, bir durağan durum, bunun yerine sırasında geçiş belirli bir enerji ile iki durum, her ikisi arasında, burada farkın sadece yayılan dalga sonuçları sıklığı iki enerjileri arasındaki ( kuantum durumu açısal frekansta ve düşük eylem Planck'ın kuantum ): ${\ displaystyle \ Delta E}$ ${\ displaystyle \ omega}$ ${\ displaystyle \ hbar}$

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

Yukarıda manyetik dipol momentinin büyüklüğü ve manyetik alandaki enerjisi için kullanılan klasik formüller, elektron spini ile ilişkili manyetik etkilerin göz ardı edilebilmesi koşuluyla, uygulanmaya devam eder. Bu koşul hiçbir zaman tek bir elektron için yerine getirilmez, ancak yalnızca elektron dönüşlerinin toplamı toplam spine eşit olduğu durumlarda çift sayıda elektrona sahip sistemlerde yerine getirilir . Tek tek elektronun yörüngesel açısal momentumu yerine, tüm yörüngesel açısal momentumun toplamı ve buna göre alan boyunca bileşen alınacaktır . Kararlı bir durumda yalnızca ayrık değerlere sahip olabilir . Manyetik kuantum sayısı her tam sayı arasındaki değerlere üzerinden çalışır ve böylece, (her zaman tam sayı) yörüngesel açısal momentum kuantum sayısı , ilgili durumu. (Daha fazla ayrıntı için yönlü niceleme bölümüne bakın .) ${\ 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}$

Daha önce dejenere olmuş bir durumun enerji seviyesi , enerji kaymaları olan enerjisel olarak eşit mesafeli Zeeman seviyelerine bölünür.${\ displaystyle (2L {\ mathord {+}} 1)}$

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

orijinal seviyeye göre. Bunların her biri birbirinden aralıklı ${\ displaystyle \ Delta m_ {L} = \ pm 1}$

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

Boyut , Bohr'un manyetonu olarak adlandırılır . İle Devletler bütün (sözde de yarmazlar tekli ) ile devletler üçlü (triplet) vs. ${\ displaystyle \ mu _ {B}: = \ hbar \ gamma \ eşdeğeri {\ tfrac {e \ hbar} {2 \, m_ {e}}}}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$

Normal Zeeman etkisi, örn. Bir durumdan geçiş B. ile a . Manyetik bölünme, kuantum koşulu aracılığıyla, spektral çizgiler üzerinde gözlenen frekansın etrafında veya sıfır kaymasına neden olur . Dairesel polarizasyon (alan yönü etrafında), elektronun açısal momentumunun z-bileşeninin, açısal momentumun korunumu nedeniyle, oluşan fotonun ters açısal momentuma sahip olması gerektiği gerçeğinden kaynaklanır . ${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$${\ displaystyle \ pm \ omega _ {L}}$${\ displaystyle \ pm 1 \ hbar}$

Aynı formüller aynı zamanda tüm yüksek yörünge açısal momentumları için de geçerlidir , enerji seviyeleri de faktöre bağlı olarak çarpanlara bölünür . Bununla birlikte, spektral çizgilerin karşılık gelen bölünmeleri gözlenmez, çünkü bu tür geçişler , güçlü bir şekilde bastırılmış bir süreç olan fotonun sabit torku nedeniyle aynı anda birkaç foton emisyonunu gerektirecektir. Bu nedenle, pratikte yalnızca geçişler vardır . Zeeman etkisi ile, genellikle bölünmeden kaynaklanan Zeeman seviyelerinin sayısından daha az spektral çizgi gözlemlenir. Bu ortak açıklama nedeniyle (buna bağlı olarak seviye kayması ), tüm bu durumlar normal Zeeman etkisinin tek terimi altında gruplandırılmıştır. ${\ 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}}$

Anormal Zeeman etkisi

Orta düzeyde alan gücü ile

Normal Zeeman etkisinden çok daha yaygın olan anormal Zeeman efektinde, spektral çizgiler genellikle çift sayıda (dörtlü, altılı, vb.) Olmak üzere üçten fazla satıra bölünür. Spin yorumlanması için kullanılmalıdır. Elektronun klasik fiziğe göre açıklanamayan bu içsel açısal momentumu , yörünge açısal momentumunun biriminin yalnızca yarısı kadar büyüktür , ancak aynı kuvvetle manyetik etkiye katkıda bulunur (1 Bohr manyetonu ). Anormal Zeeman etkisinde yörünge ve spin manyetizması meydana gelir. Spin ilişkili manyetik momenti yazılır ile anormal g-faktör dönüş . Durumunda Russell-Saunders bağlanması , toplam açısal momentumu atom kabuk (bütün yörüngesel açısal momentum toplamından oluşur kuantum sayısı ile ) ve sıkma toplamı (açısal momentum kuantum ile sayıda elektronun) (s ): ${\ displaystyle {\ vec {s}}}$${\ displaystyle {\ tfrac {1} {2}} \ hbar}$${\ displaystyle \ hbar}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}} _ {s} = g_ {s} \, \ gamma \, {\ vec {s}}}$${\ displaystyle g_ {s} {\ mathord {\ yaklaşık}} 2}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle {\ vec {S}}}$${\ displaystyle S}$

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

Ortaya çıkan manyetik moment artık tamamen kuantum sayısı tarafından değil, toplam açısal momentumu belirler, ancak daha çok demiryolunun ve spin açısal momentumun kuantum sayılarının ve içinde ne kadar büyük olduğuna bağlıdır . Bu, Landé'nin seviyenin g faktörüne akar . Seviye, (zayıf) manyetik alandaki eşit mesafeli Zeeman seviyelerine bölünmüştür. Anormal Zeeman etkisi, bu nedenle farklı olanlara bölünmüştür . Normal Zeeman efekti, anormal Zeeman efektinin özel durumudur, burada dönüşün etkisi olmadığı için aşağıdakiler geçerlidir . Zeeman seviyesinin enerji kayması şu şekildedir : ${\ 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}}$

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

Eğer gözlenen spektral çizgi üreten geçiş ilk ve son durumu farklı boyutlarda olan, bu en fazla üç satırlara gözlenen hat yarma neden olur. Açıkça ifade etmek gerekirse, zarfın toplam açısal momentumu, başlangıç ​​durumunda , son durumdakinden farklı bir Larmor frekansı ile hareket eder. ${\ displaystyle g_ {j}}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle \ omega _ {L} = g_ {J} \, \ gamma \, B}$

Sonra LANDE Formül G-faktörü olan bir kuantum numaraları sadece düzeyi , ve tahmin edilebilir. Ön koşul, tek başına yörüngesel açısal momentumun toplamı için kuantum sayılarının ve tek başına dönüşlerin toplamının iyi tanımlanmış olmasıdır. Kapalı kabukların dışında sadece bir elektrona sahip atomlar için (örneğin, H, Na ve diğer alkali metaller) bu her zaman kuantum sayılarıyla verilir ve . Kapalı kabukların dışındaki birkaç elektron durumunda , genellikle daha hafif elemanlar için geçerli olan LS bağlantısı mevcut olmalıdır . Landé'nin formülünün yardımıyla , atom kabuğunun yapısını deşifre etmede belirleyici bir faktör olan çok sayıda farklı atom seviyesi için üç kuantum sayısını belirlemek mümkün oldu (ayrıca bkz . Sembol terimi ). ${\ displaystyle g_ {j}}$${\ displaystyle J}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} \ ell}$${\ displaystyle S {\ mathord {=}} {\ tfrac {1} {2}}}$${\ displaystyle J, L, S}$

Manyetik alanın etkisi altında hidrojen seviyelerinin bölünmesi

Yüksek alan gücü ile

Manyetik alan güçlendikçe, anormal Zeeman etkisi, bölünmenin eşit mesafesinden sapmalar gösterir ve tek tek hatların bazıları, sonuçta yalnızca üç bölünmeyle sonuçlanan normal Zeeman etkisinin resminin ortaya çıkacağı şekilde birbirine yaklaşır. Bu, Paschen-Back etkisi olarak bilinir . Bu, uygulanan manyetik alan kırmak için yeterince güçlü olduğu gerçeği ile açıklanabilir aslen bağlama mevcut ve iyi tanımlanmış bir toplam açısal momentum iyi tanımlanmış bir kuantum sayısı ile , çok seviyeleri farklı toplam açısal momentumun üstüste bindirme haline içerdiğini . Bunu yapmak için, dış manyetik alan o kadar güçlü olmalıdır ki, seviye ayrımı, aynı kuantum sayıları ve yörüngesel açısal momentum için farklı bir toplam açısal momentuma sahip çoklu bir sonraki seviyedeki orijinal enerji farkından çok daha büyük olmalıdır. döndür . Bu koşullar altında, manyetik dönme momentleri ve yörüngesel açısal momentum, birbirlerinden bağımsız olarak manyetik alana ayarlanır ve eşit büyüklükleri nedeniyle aynı seviyede bölünmelere neden olur. Enerji bölünmesi: ${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle {\ vec {S}}}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle J}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle J}$

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

Değer nedeniyle , yarım tam sayı değerleri , normal Zeeman etkisindeki gibi bir tam sayı katı ile sonuçlanır . ${\ displaystyle g_ {s} = 2}$${\ displaystyle m_ {s}}$${\ displaystyle \ Delta E = \ hbar \, \ gamma \, B}$

Çekirdeklerde Zeeman etkisi

Anormal Zeeman etkisi, atom çekirdeklerinde de gözlenmiştir. Nükleer manyetik momentleri yaklaşık olarak bu kayda değer ölçüde olduğunu. 10 ³ -10 ⁵ atom kabuk (yukarıdaki formülde faktör kitle bakınız) ile kat daha küçük, çekirdek tipik gamma radyasyonu frekansları en az 10 ise ⁴ optik spektral çizgilerden kat daha yüksektir. Bu şekilde en az 10 gerektirir Zeeman etkisi, ⁸ kat daha iyi spektral çözünürlük, olduğu gösterilmiştir 1960'larda yardımıyla Mössbauer çekirdekleri üzerinde ⁵⁷ manyetize demir son derece güçlü bir iç manyetik alana maruz kalan Fe.

Square Zeeman Etkisi

Bir manyetik alan , atomik kabuğun kapalı kabuklarında bile kalıcı bir manyetik moment olmadan her zaman bir moment oluşturur:

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

ile manyetik polarize . ${\ displaystyle \ alpha _ {\ mathrm {m}}}$

Bu aynı zamanda harici manyetik alanla etkileşime girer ve daha fazla enerji bölünmesine yol açar:

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

Bu etki genellikle doğrusal Zeeman etkisinden çok daha küçüktür.

Başvurular

Spektroskopi

Zeeman etkisinin spektroskopide ( elektron spin rezonansı (ESR), nükleer manyetik rezonans (NMR), nükleer manyetik rezonans spektroskopisi , manyetik rezonans tomografisi , Mössbauer spektroskopisi vb.) Sayısız uygulaması vardır . Gelen atomik absorpsiyon spektrofotometresi , Zeeman etkisi arka telafisi için kullanılır.

Zeeman etkisi , genellikle bir manyeto-optik tuzaktan önce , özel bir lazer soğutma durumu olan Zeeman yavaş ( William D. Phillips , Harold Metcalf 1982) kullanılır .

astronomi

Bir güneş lekesinin yakınında (solda) güneş spektrumunun soğurma çizgisinin (dikey çizgi) genişlemesi. Sağda büyütülmüş.

George Ellery Hale , Zeeman etkisini kullanarak güneş lekelerinde güçlü manyetik alanların varlığını gösterdi . Resim sol tarafta bir güneş lekesini göstermektedir. Dikey çizgi boyunca spektroskopik olarak çözüldü. Fraunhofer çizgisi , güneş lekesinin altında ve üstünde neredeyse hiç bozulmamış görünüyor . Güneş lekesi içinde genişlemiş görünüyor.

0.1 Teslalık güneşte bir manyetik alan  B ,  enerjinin bölünmesine neden olur

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

ile Bohr'un Magneton . Sadece çözünürlüğü 10 ^−4'ten daha iyi olan spektrograflarda gözlemlenebilir. Manyetogramlar , bölünmüş manyetik çizgilerin ışığında kaydedilir. Güneş gri görünüyor. Manyetik alanın polaritesindeki güçlü sapmalar siyah veya beyaz olarak vurgulanır ve aktif bölgeleri işaretler. ${\ displaystyle \ mu _ {\ mathrm {B}}}$

Ayrıca bakınız

• Çok güçlü manyetik alanlar durumunda Paschen-Back etkisi bölme
• Zeeman-Slower , Zeeman etkisinin yardımıyla atomik kirişler için bir frenleme tekniği

Edebiyat

Orijinal eserler:

• Pieter Zeeman: Manyetizmanın bir Madde tarafından yayılan Işığın Doğası üzerindeki etkisi üzerine. In: Philosophical Magazine . bant 43 , 1897, s. 226 , doi : 10.1080 / 14786449708620985 (İngilizce, http://articles.adsabs.harvard.edu/pdf/1897ApJ.....5..332Z harvard.edu [PDF; 6 Kasım 2020'de erişildi] Hollandaca: Over The Invloed eener Magnetisatie op den Aard van het door een Stof uitgezonden light . Amsterdam 1896. Orijinal Hollanda Kraliyet Akademisi müzakerelerinde). 
• Pieter Zeeman: Dış manyetik kuvvetler tarafından üretilen spektrumdaki çiftler ve üçlüler. In: Philosophical Magazine. Cilt 44, 1897, s.55 , doi: 10.1080 / 14786449708621060 (Hollanda'da Hollanda Kraliyet Akademisi'nin müzakerelerinde Hollandaca, Spectrum teweeg'de Doubletten en Tripletten, gerekli Magnetische Krachten I ila III, 1897'yi getirdi ).
• Pieter Zeeman: Mıknatıslanmanın Bir Madde Tarafından Yayılan Işığın Doğasına Etkisi. İçinde: Doğa. Cilt 55, 11 Şubat 1897, s. 347, doi: 10.1038 / 055347a0 .

• EP Lewis: Manyetik Alanın Radyasyon Üzerindeki Etkileri - Anılar, Faraday, Kerr ve Zeeman . Kitapları Oku, 2007, ISBN 1-4067-6505-8 ( Google Kitap Arama'da sınırlı ön izleme - M. Faraday, J. Kerr ve P. Zeeman'ın bazı çalışmalarının faks koleksiyonu). 

Ders kitapları:

• Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: The Feynman Lectures on Physics . bant 2 . Addison-Wesley, Reading, Massachusetts 1964, 34 Maddenin Manyetizması (İngilizce, caltech.edu - özellikle bölüm 34-2 Manyetik Momentler ve Açısal momentum, 34-3 Atomik mıknatısların presesyonu). 
• Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: The Feynman Lectures on Physics . bant 3 . Addison-Wesley, Okuma 1964, 12-4 Zeeman Bölünmesi, s. 12-9 Massachusetts (İngilizce, caltech.edu - basit bir örnek kullanarak kuantum mekaniğine göre bölünmenin hesaplanması). 

İnternet linkleri

• Alexander Fromm, Martin Hörner: Zeeman Etkisi ( İnternet Arşivinde 5 Temmuz 2010'dan Hatıra ). Freiburg Üniversitesi, staj girişimi, 8 Eylül 2005, 2 Şubat 2010'da erişildi (PDF dosyası; 434 kB).
• Astrid Ebbing: F stajı için Zeeman deneyinin yapısı. (PDF) Lisans tezi. Ruhr-Universität Bochum , Ekim 2007, 31 Ekim 2020'de erişildi (kadmiyum atomu üzerindeki Zeeman etkisinin ölçümü, teorinin açıklaması, yapı ve olası sistematik hatalar). 
• Zeeman etkisi. (html) In: Freiburg Albert Ludwig Üniversitesi'nin medya portalı . 6 Kasım 2020'de alındı (bir videoyla Zeeman etkisi üzerine gösteri deneyi). 

Bireysel kanıt

1. ↑ P. Zeeman: Bir Maddenin Yaydığı Işığın Doğası Üzerindeki Mıknatıslanmanın Etkisi Hakkında , Berlin'deki Fizik Derneği Müzakereleri, s. 127, 1896. (İnternet kaynağı yanlışlıkla, makale.)
2. ^ Nobelprize.org: The Nobel Prize in Physics 1902 (erişim tarihi 6 Kasım 2012).
3. ↑ Anne J. Kox: Manyeto-optiğin öncüsü . İçinde: Fizik Dergisi . bant 14 , hayır. 6 , 2015, s. 51–53 ( pro-physik.de [PDF; erişim tarihi 6 Kasım 2020]). 
4. ↑ K. Hentschel: Zeeman etkisinin keşfi . bilimsel araçlar, deneyler ve teori arasındaki karmaşık etkileşime bir örnek olarak. İçinde: Fiziksel sayfalar . bant 52 , hayır. 12 , 1996, s. 1232–1235 , doi : 10.1002 / phbl.19960521209 ( wiley.com [PDF; erişim tarihi 6 Kasım 2020]). 
5. ↑ Tam değer 12 ondalık basamaktır ve ölçülür çünkü 2'nin küçük sapması kuantum elektrodinamiği ( CODATA ) için bir mihenk taşıdır . Bu sapma ancak 1946'da keşfedildi ve Zeeman etkisi ve spektroskopideki uygulamaları için pratikte hiçbir rol oynamadı, bu yüzden burada da dikkate alınmıyor.${\ displaystyle g_ {s} = 2 {,} 0023 \ nokta}$