Zeeman-effekt

Splitting av natrium D-linjene under påvirkning av et magnetfelt

Den zeemaneffekten [ zeːmɑn -] i atomfysikk er splitting av spektrallinjer av et magnetisk felt. Splittingen skjer gjennom forskjellige forskyvninger av energinivåer i individuelle tilstander under påvirkning av et eksternt magnetfelt . Effekten ble først demonstrert i 1896 av Pieter Zeeman . Tre år senere klarte Hendrik Antoon Lorentz å forklare det under antagelse om at lyset som sendes ut av atomer, genereres av bevegelige elektroner. I 1902 mottok de begge Nobelprisen i fysikk .

Energi forskyvninger er forårsaket av virkningen av det magnetiske feltet på det magnetiske moment for den atom skallet , som er generert ved den orbital dreieimpuls og den spinn av de elektroner . Effekten er også tilgjengelig for kjernefysisk spinn , her med splittelser som er rundt 1000 ganger mindre på grunn av at det magnetiske momentet til kjernefysiske spinn er rundt en faktor 1000 mindre .

Energiforskyvningen på grunn av et elektrisk felt er kjent som Stark-effekten .

Oppdagelse og viktighet

For å oppdage mulige sammenhenger mellom forskjellige naturkrefter, blant annet på 1800-tallet. Har lenge søkt etter påvirkning av magnetfelt på lys (se f.eks. Faraday-effekten ). Fra ideen om klassisk fysikk om at lys blir skapt som en elektromagnetisk bølge av svingninger av (hele) atomer, avledet Hendrik Antoon Lorentz teoretisk en formel i 1892 hvor spektrallinjene deles opp tre ganger når de utstrålende atomer er i et magnetfelt. I detalj skal midten av de tre linjene vise uforstyrret frekvens, og frekvensen til de to andre linjene skal forskyves opp eller ned av frekvensen av Larmor-presesjonen forårsaket av magnetfeltet . Når man observerer parallelt med magnetfeltet, bør de to forskjøvede linjene også være sirkulært polarisert i motsatt retning, og midtlinjen skal ikke vises i det hele tatt. Zeeman var i stand til å observere alt dette for første gang i 1896, om enn med en splittelse mange tusen ganger større enn forventet. Senere nøyaktige målinger av splittelsen viste at den likevel tilsvarer Lorentzs formel hvis dette brukes i tilfelle at når lys sendes ut, er det ikke atomet med hele massen som vibrerer, men bare det mye lettere elektronet . På den tiden ble elektronhypotesen bare antatt at elektroner er en del av atomer . Zeeman-effekten og den vellykkede forklaringen gjorde dette synet mye mer overbevisende i fysikken på den tiden. Fra for eksempel splittelsen som ble observert av Zeeman, ble det samme forholdet mellom ladning og masse bestemt for det hypotetiske elektronet like etterpå i observasjoner av frie elektroner av Joseph John Thomson og andre.

Imidlertid kunne Lorentz bare forklare en tredelt splitting, som derfor ble kalt den normale Zeeman-effekten . Den normale Zeeman-effekten kontrasterte med et større antall observasjoner der mer enn tre linjer dukket opp fra splittelsen. Denne såkalte anomale Zeeman-effekten var et uforklarlig fenomen for klassisk fysikk og også for Bohrs atommodell, og det var nettopp av den grunn at ytterligere teoretiske undersøkelser ble initiert. Odd-nummererte deler seg i mer enn tre linjer ble forklart i Bohr-Sommerfeld atom modell fra 1916 og fremover ved den retnings kvantiseringen av den orbital vinkelmoment . I motsetning til dette førte partallene med jevn nummerering i 1925 til oppdagelsen av en ny type vinkelmoment, elektronen spinn . Størrelsen på splittelsene, som avviker fra den normale Zeeman-effekten, kan parametreres med Landé-faktoren , som var berettiget i kvantemekanikken fra 1925 . I avvik fra den opprinnelige bruken, blir den normale Zeeman-effekten hovedsakelig referert til som splitting uten involvering av spinnet, og den avvikende Zeeman-effekten som med involveringen av spinnet. (For mer informasjon, se.)

Normal Zeeman-effekt

Den normale Zeeman-effekten oppstår når vinkelmomentet til det aktuelle systemet ikke inneholder noen del av partiklens spinn (dvs. kvantetall for total spinn). Det kunne allerede forklares i sammenheng med klassisk fysikk. ${\ displaystyle S = 0}$

Klassisk forklaring

Et elektron på en sirkulær bane med (sirkulær) frekvens danner en sirkulær strøm og har derfor et magnetisk dipolmoment i tillegg til et mekanisk vinkelmoment . Begge vektorene er parallelle, vinkelrett på baneplanet og har et fast størrelsesforhold , siden den gyromagnetiske konstanten avhenger av enkel orbital vinkelmoment bare av den elektriske ladningen og massen til elektronet fra (for ytterligere detaljer, spesielt for å gjøre rede for unormal gyromagnetisk forholdstall eksempel når elektron , se gitte nøkkelord). ${\ displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$ ${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}} = \ gamma {\ vec {\ ell}}}$ ${\ displaystyle \ gamma = e / (2m _ {\ text {e}})}$ ${\ displaystyle e}$ ${\ displaystyle m _ {\ text {e}}}$

Den potensielle energien til en magnetisk dipol avhenger av dens orientering i forhold til magnetfeltet : ${\ displaystyle {\ vec {B}}}$

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

Her og er komponentene parallelle med feltretningen. er størrelsen på feltstyrken. ${\ displaystyle \ mu _ {z}}$${\ displaystyle \ ell _ {z}}$${\ displaystyle B}$

Det moment , noe som ville gjøre en stasjonær stavmagnet i retning av feltlinjene (for eksempel kompassnålen peker mot nord), bevirker den Larmor presesjonen i nærvær av et vinkelmoment , i hvilken vektoren uten å endre innstillingen vinkel, altså med en konstant komponent , rundt feltretningen svinges rundt. Vinkelhastigheten til presesjon er Larmor-frekvensen${\ displaystyle {\ vec {M}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$${\ displaystyle \ ell _ {z}}$

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

Elektronens tidligere rent sirkulære bevegelse blir dermed en rosettbane . En harmonisk sammenbrudd viser at bevegelseskomponenten parallelt med retningen til magnetfeltet er en svingning med en frekvens uavhengig av styrken til magnetfeltet og lik frekvensen til den uforstyrrede sirkulære bevegelsen. Og bevegelsen vinkelrett på feltretningen kan beskrives som summen av to motsatte sirkulære bevegelser med sidebåndfrekvensene . I følge klassisk fysikk mottar hver bølge generert av elektronen de samme tre frekvensene. Deres andre egenskaper er spesielt enkle hvis observasjonen er gjort i retning av magnetfeltet (langsgående) eller vinkelrett på det (tverrgående). I den langsgående Zeeman-effekten oppstår ikke senterfrekvensen i det hele tatt, fordi en dipol ikke stråler i svingningsretningen. De to sidebåndene viser deretter motsatt sirkulær polarisering . I rett vinkel mot magnetfeltet, i den tverrgående Zeeman-effekten, ser man lineær polarisert stråling av alle tre frekvensene, hvor polarisasjonen av senterfrekvensen er i retning av magnetfeltet, og sidebåndene er vinkelrett på den. Denne presise beskrivelsen av den normale Zeeman-effekten av H. A. Lorentz tilsvarer også kvantitativt observasjonen hvis den gyromagnetiske faktoren er gitt riktig størrelse i henhold til formelen gitt ovenfor . Atommassen ble opprinnelig brukt i nevneren, slik at splittelsen ble spådd for liten med en faktor på flere tusen. Dette faktum var et viktig skritt mot erkjennelsen av at elektroner spiller en avgjørende rolle i utslipp av lys. ${\ displaystyle \ omega _ {e}}$ ${\ displaystyle \ omega = \ omega _ {e} \ pm \ omega _ {L}}$${\ displaystyle \ omega _ {e}}$${\ displaystyle \ gamma = e / (2m _ {\ text {e}})}$

Denne klassiske forklaringen gjelder like mye for et enkelt elektron som for et system med flere elektroner, f.eks. B. for hele atomets skall av elektronet (hvis total spinn er null). og deretter betegne hele vinkelmomentet eller hele magnetmomentet til skallet (ofte med store bokstaver og skrevet), hvorved spesielt den gyromagnetiske faktoren forblir den samme, uavhengig av de andre detaljene i elektronenes bevegelse gjennom hverandre. ${\ displaystyle {\ vec {\ ell}}}$${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle {\ vec {M}}}$${\ displaystyle \ gamma}$

Kvantemekanisk forklaring

Ifølge kvantemekanikken stråler ikke elektronet mens det er i en stasjonær tilstand, men snarere under overgangen mellom to tilstander, begge med en viss energi, hvorved frekvensen av den utstrålte bølgen utelukkende skyldes forskjellen mellom de to energiene ( kvantetilstand med vinkelfrekvensen og redusert Plancks virkningskvantum ): ${\ displaystyle \ Delta E}$ ${\ displaystyle \ omega}$ ${\ displaystyle \ hbar}$

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

De klassiske formlene som brukes ovenfor for størrelsen på det magnetiske dipolmomentet og dets energi i magnetfeltet, fortsetter å gjelde, forutsatt at de magnetiske effektene som er forbundet med elektronspinnet, kan ignoreres. Denne tilstanden oppfylles aldri for et enkelt elektron, men bare i systemer med et jevnt antall elektroner i tilstander der elektronspinnene tillegger det totale spinnet . I stedet for det individuelle elektronets orbitalvinkelmoment , skal summen av alt orbitalvinkelmoment tas, og følgelig komponenten langs feltet. I jevn tilstand kan den bare ha diskrete verdier . Det magnetiske kvantetallet løper gjennom alle heltallverdier mellom og , hvorved (alltid heltall) orbitalvinkelmomenttall er den relevante tilstanden. (For mer informasjon se under retningsbestemt kvantisering .) ${\ 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}$

Energinivået til en tidligere degenerert tilstand deler seg i energisk like store Zeeman-nivåer med energiforskyvninger ${\ displaystyle (2L {\ mathord {+}} 1)}$

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

i forhold til det opprinnelige nivået. Disse er hver avstand fra hverandre ${\ displaystyle \ Delta m_ {L} = \ pm 1}$

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

Størrelsen kalles Bohrs magneton . Stater med deles ikke i det hele tatt (såkalt singlet ), stater med trippel (triplett) etc. ${\ displaystyle \ mu _ {B}: = \ hbar \ gamma \ equiv {\ tfrac {e \ hbar} {2 \, m_ {e}}}}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$

Den normale Zeeman-effekten oppnås f.eks. B. ved en overgang fra en tilstand med til en med . Magnetisk splitting forårsaker, via kvantetilstanden, at frekvensen skifter rundt eller null observert på spektrallinjene . Den sirkulære polarisasjonen (rundt feltretningen) er et resultat av at z-komponenten til elektronets vinkelmoment endrer seg og den genererte fotonen må ha motsatt vinkelmoment på grunn av bevaringen av vinkelmomentet. ${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 1}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} 0}$${\ displaystyle \ pm \ omega _ {L}}$${\ displaystyle \ pm 1 \ hbar}$

De samme formlene gjelder også for alle høyere banevinkelmomenter , med energinivåene som også deles med multipler av på grunn av faktoren . Den tilsvarende splittingen av spektrallinjene ved multipler av blir imidlertid ikke observert, fordi slike overganger vil kreve utslipp av flere fotoner samtidig på grunn av fotonets konstante dreiemoment, som er en sterkt undertrykt prosess. Derfor er det praktisk talt bare overganger . Med Zeeman-effekten observerer man generelt færre spektrallinjer enn antallet Zeeman-nivåer som oppstår fra splittingen indikerer. På grunn av denne vanlige forklaringen (nivåforskyvning avhengig av ), er alle disse tilfellene gruppert under den eneste termen til den normale Zeeman-effekten. ${\ 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}}$

Avvikende Zeeman-effekt

Med moderat feltstyrke

I den avvikende Zeeman-effekten, som er mye mer vanlig enn den normale Zeeman-effekten, er spektrallinjene delt inn i mer enn tre linjer, ofte i et jevnt tall (kvartett, sekstett, etc.). Den spin må brukes for tolkning. Dette iboende vinkelmomentet til elektronet, som ikke kan forklares i henhold til klassisk fysikk, er bare halvparten så stort som enheten til det orbitale vinkelmomentet, men bidrar til den magnetiske effekten med samme styrke (1 Bohr magneton ). I den avvikende Zeeman-effekten oppstår orbital- og spinnmagnetisme. Magnetmomentet assosiert med spinnet skrives med den avvikende g-faktoren til spinnet . I tilfelle av Russell-Saunders kopling , er den totale vinkelmomentet er atom skallet består av summen av alle orbital vinkelbevegelsesmengde ( med quantum nummer ) og summen av alle spinn vinkelmoment ( med quantum nummer ) for 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}$

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

Det resulterende magnetiske øyeblikket er ikke lenger helt av kvantetallet som bestemmer det totale vinkelmomentet, men avhenger mer av hvor stort jernbanen og spinnvinkelmomentetallet og er i det. Dette strømmer inn i Landés g-faktor av nivået. Nivået er delt inn i like store Zeeman-nivåer i det (svake) magnetfeltet . Den avvikende Zeeman-effekten er altså en splittelse i forskjellige . Den normale Zeeman-effekten er det spesielle tilfellet med den avvikende Zeeman-effekten, der følgende gjelder fordi spinnet ikke har noen innflytelse. Energiforskyvningen til Zeeman-nivået med er ${\ 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}}$

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

Hvis den innledende og endelige tilstanden til overgangen som produserer den observerte spektrallinjen er av forskjellige størrelser, fører dette til at den observerte linjen deler seg i mer enn tre linjer. For å si det tydelig, er det totale vinkelmomentet til konvolutten i den opprinnelige tilstanden med en annen Larmor-frekvens enn i den endelige tilstanden. ${\ displaystyle g_ {j}}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle \ omega _ {L} = g_ {J} \, \ gamma \, B}$

Etter Landé-formelen til g-faktoren er et nivå ganske enkelt fra kvantetallene , og forutsigbart. Forutsetningen er at kvantetallene for summen av banevinkelmomentet alene og summen av spinnene alene er godt definert. For atomer med bare ett elektron utenfor lukkede skall (f.eks. H, Na og andre alkalimetaller) er dette alltid gitt av kvantetall og . Når det gjelder flere elektroner utenfor lukkede skall, må LS-koblingen være tilstede, noe som vanligvis er tilfelle for de lettere elementene. Ved hjelp av Landés formel var det mulig å bestemme de tre kvantetallene for et mangfold av nivåer av forskjellige atomer, noe som var en avgjørende faktor for å tyde atomskallets struktur (se også begrepssymbol ). ${\ displaystyle g_ {j}}$${\ displaystyle J}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle L {\ mathord {=}} \ ell}$${\ displaystyle S {\ mathord {=}} {\ tfrac {1} {2}}}$${\ displaystyle J, L, S}$

Splitting av hydrogennivåene under påvirkning av et magnetfelt

Med høy feltstyrke

Etter hvert som magnetfeltet blir sterkere, viser den avvikende Zeeman-effekten avvik fra delingenes likevekt, og noen av de enkelte linjene nærmer seg hverandre på en slik måte at til slutt bildet av den normale Zeeman-effekten med bare tre splittresultater. Dette er kjent som Paschen-Back-effekten . Det forklares med det faktum at det påførte magnetfeltet er sterkt nok til å bryte den opprinnelig eksisterende koblingen fra og til et veldefinert totalvinkelmoment med et veldefinert kvantetall , slik at nivåene som blir involvert blir overlag av forskjellig total vinkelmoment. . For å gjøre dette må det ytre magnetfeltet være så sterkt at nivåoppdelingen er langt større enn den opprinnelige energidifferansen til neste nivå av multipletten, som har en annen total vinkelmoment for de samme kvantetallene og for banevinkelmomentet og snurre . Under disse forholdene justeres de magnetiske momentene av spinn og banevinkelmoment uavhengig av hverandre til magnetfeltet, og på grunn av deres like størrelse, forårsaker de også samme nivå splittelser. Energisplitten er: ${\ displaystyle {\ vec {L}}}$${\ displaystyle {\ vec {S}}}$${\ displaystyle {\ vec {J}}}$${\ displaystyle J}$${\ displaystyle L}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle J}$

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

På grunn av verdien resulterer halve heltallverdier av et heltallsmultipel av som i den normale Zeeman-effekten. ${\ displaystyle g_ {s} = 2}$${\ displaystyle m_ {s}}$${\ displaystyle \ Delta E = \ hbar \, \ gamma \, B}$

Zeeman-effekt i kjerner

Den avvikende Zeeman-effekten er også observert i atomkjerner. Dette er bemerkelsesverdig med hensyn til de kjernemagnetiske momenter er ca. 10 ³ -10 ⁵ ganger mindre enn med atom skall (se faktor massen i formelen ovenfor), mens frekvensene av de typiske gammastråling fra kjerner er minst 10 ⁴ ganger høyere enn med optiske spektrale linjer. Zeeman-effekten, som dermed krever minst 10 ⁸ ganger bedre spektraloppløsning, ble demonstrert på 1960-tallet ved hjelp av Mössbauer-effekten på kjernene på ⁵⁷ Fe, som ble utsatt for det ekstremt sterke indre magnetfeltet i magnetisert jern.

Square Zeeman-effekt

Et magnetfelt induserer alltid et øyeblikk selv i lukkede skall av atomskallet uten et permanent magnetisk øyeblikk:

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

med magnetisk polariserbarhet . ${\ displaystyle \ alpha _ {\ mathrm {m}}}$

Dette samhandler også med det ytre magnetfeltet og fører til en ytterligere splitting av energi:

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

Denne effekten er generelt mye mindre enn den lineære Zeeman-effekten.

applikasjoner

Spektroskopi

Zeeman-effekten har mange anvendelser innen spektroskopi ( elektronresonans (ESR), kjernemagnetisk resonans (NMR), kjernemagnetisk resonansspektroskopi , magnetisk resonanstomografi , Mössbauer-spektroskopi, etc.). I atomabsorpsjonsspektrometri brukes Zeeman-effekten til bakgrunnskompensasjon.

Zeeman- effekten brukes i Zeeman langsommere ( William D. Phillips , Harold Metcalf 1982), et spesielt tilfelle av laserkjøling, ofte i forkant av en magneto-optisk felle .

astronomi

Utvidelse av en absorpsjonslinje av solspekteret (vertikal linje) nær et solflekk (til venstre). Forstørret til høyre.

George Ellery Hale demonstrerte eksistensen av sterke magnetfelt i solflekker ved hjelp av Zeeman-effekten . Bildet viser et solflekk til venstre. Den ble løst spektroskopisk langs den vertikale linjen. Fraunhofer-linjen vises nesten uforstyrret over og under solflekken . Det ser ut til å være utvidet i solflekken.

Et magnetfelt  B på solen på 0,1  Tesla får energi til å bli delt

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

med Bohrs magneton . Det kan bare observeres i spektrografer med en oppløsning bedre enn 10 ⁻⁴ . Magnetogrammer registreres i lys av de splittede magnetiske linjene. Solen virker grå. Sterke avvik i magnetfeltets polaritet er uthevet i svart eller hvitt og markerer aktive soner. ${\ displaystyle \ mu _ {\ mathrm {B}}}$

Se også

• Splitting av Paschen-Back-effekt når det gjelder veldig sterke magnetfelt
• Zeeman-tregere en bremseteknikk for atombjelker ved hjelp av Zeeman-effekten

litteratur

De originale verkene er:

• Pieter Zeeman: Om magnetismens innflytelse på lysets natur som sendes ut av et stoff. I: Philosophical Magazine . teip 43 , 1897, s. 226 , doi : 10.1080 / 14786449708620985 (engelsk, http://articles.adsabs.harvard.edu/pdf/1897ApJ.....5..332Z harvard.edu [PDF; åpnet 6. november 2020] Nederlandsk: Over Invloed eener Magnetisatie op den Aard van het door een Stof uitgezonden light . Amsterdam 1896. Original i forhandlingene til Royal Dutch Academy). 
• Pieter Zeeman: Dubletter og tripletter i spekteret produsert av eksterne magnetiske krefter. I: Philosophical Magazine. Vol. 44, 1897, s. 55, doi: 10.1080 / 14786449708621060 (på nederlandsk under forhandlingene fra Royal Dutch Academy, Amsterdam, Over Doubletten en Tripletten in het Spectrum teweeg førte til nødvendige Magnetische Krachten I til III, 1897).
• Pieter Zeeman: Effekten av magnetisering på lysets natur som sendes ut av et stoff. I: Natur. Vol. 55, 11. februar 1897, s. 347, doi: 10.1038 / 055347a0 .

• EP Lewis: The Effects of a Magnetic Field on Radiation - Memoirs av Faraday, Kerr og Zeeman . Les bøker, 2007, ISBN 1-4067-6505-8 ( begrenset forhåndsvisning i Google Book Search - faksimilsamling av noen verk av M. Faraday, J. Kerr og P. Zeeman). 

Lærebøker:

• Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: The Feynman Lectures on Physics . teip 2 . Addison-Wesley, Reading, Massachusetts 1964, 34 The Magnetism of Matter (engelsk, caltech.edu - spesielt seksjoner 34-2 Magnetiske øyeblikk og vinkelmoment, 34-3 Atommagneters presesjon). 
• Richard P. Feynman, Robert B. Leigthon, Matthew Sands: The Feynman Lectures on Physics . teip 3 . Addison-Wesley, Reading 1964, 12-4 The Zeeman Splitting, pp. 12-9 Massachusetts (engelsk, caltech.edu - beregning av splitting i henhold til kvantemekanikk ved hjelp av et enkelt eksempel). 

weblenker

• Alexander Fromm, Martin Hörner: Zeeman Effect ( Memento fra 5. juli 2010 i Internet Archive ). University of Freiburg, praksisforsøk, 8. september 2005, åpnet 2. februar 2010 (PDF-fil; 434 kB).
• Astrid Ebbing: Strukturen til Zeeman-eksperimentet for F-internship. (PDF) Bacheloroppgave. Ruhr-Universität Bochum , oktober 2007, åpnet 31. oktober 2020 (måling av Zeeman-effekten på kadmiumatomet, forklaring av teorien, struktur og mulige systematiske feil). 
• Zeeman-effekt. (html) I: Medieportal til Albert Ludwig-universitetet i Freiburg . Hentet 6. november 2020 (demonstrasjonseksperiment om Zeeman-effekten med en video). 

Individuelle bevis

1. Ze P. Zeeman: Om en innflytelse av magnetisering på lysets natur som sendes ut av et stoff , forhandlinger fra det fysiske samfunn i Berlin, s. 127, 1896. (Internett- kilden inneholder feilaktig flere sider av bindet mellom sidene til artikkelen.)
2. ^ Nobelprize.org: Nobelprisen i fysikk 1902 (åpnet 6. november 2012).
3. ↑ Anne J. Kox: Et pioner av magneto-optikk . I: Physics Journal . teip 14 , nr. 6 , 2015, s. 51–53 ( pro-physik.de [PDF; åpnet 6. november 2020]). 
4. ↑ K. Hentschel: Oppdagelsen av Zeeman-effekten . som et eksempel på det komplekse samspillet mellom vitenskapelige instrumenter, eksperimenter og teori. I: Fysiske ark . teip 52 , nr. 12 , 1996, s. 1232–1235 , doi : 10.1002 / phbl.19960521209 ( wiley.com [PDF; åpnet 6. november 2020]). 
5. ↑ Den nøyaktige verdien er og målt til 12 desimaler fordi den lille avviket på 2 er en berøringsstein for kvanteelektrodynamikk ( CODATA ). Dette avviket ble først oppdaget i 1946 og spilte praktisk talt ingen rolle for Zeeman-effekten og dens anvendelser i spektroskopi, og det er derfor den ikke blir vurdert her heller.${\ displaystyle g_ {s} = 2 {,} 0023 \ dots}$