Efeito Zeeman

o efeito zeeman ( pronúncia holandesa: [ˈzeːmɑn] ) é o efeito da divisão de uma linha espectral em vários componentes na presença de um campo magnético estático. É nomeado após o físico holandês Pieter Zeeman, que o descobriu em 1896 e recebeu um Prêmio Nobel por essa descoberta. É análogo ao efeito Stark, a divisão de uma linha espectral em vários componentes na presença de um campo elétrico. Também semelhante ao efeito Stark, as transições entre diferentes componentes têm, em geral, diferentes intensidades, com algumas sendo inteiramente proibidas (na aproximação do dipolo), conforme governado pelas regras de seleção.

Como a distância entre os sub-níveis Zeeman é uma função da força do campo magnético, esse efeito pode ser usado para medir a força do campo magnético, p. o do Sol e de outras estrelas ou em plasmas de laboratório.

Em 1896, Zeeman descobriu que seu laboratório tinha um dos mais altos resolvedores de Henry Augustus Rowland, um espelho espectrográfico de imagem. Zeeman leu o artigo de James Clerk Maxwell em Encyclopædia Britannica, descrevendo as tentativas fracassadas de Michael Faraday de influenciar a luz com o magnetismo. Zeeman se perguntou se as novas técnicas espectrográficas poderiam ter sucesso onde os esforços iniciais não tiveram.

Quando iluminado por uma fonte em forma de fenda, a grade produz uma longa variedade de imagens de fenda correspondentes a diferentes comprimentos de onda. Zeeman colocou um pedaço de amianto embebido em água salgada em uma chama de queimador de Bunsen na fonte da grade: ele podia ver facilmente duas linhas para a emissão de luz de sódio. Energizando um ímã de 10 quilogauss ao redor da chama, ele observou uma ligeira ampliação das imagens de sódio.

Quando Zeeman mudou para o cádmio na fonte, ele observou as imagens divididas quando o ímã estava energizado. Essas divisões podem ser analisadas com a nova teoria dos elétrons de Hendrik Lorentz. Em retrospecto, sabemos agora que os efeitos magnéticos no sódio requerem tratamento mecânico quântico. Zeeman e Lorentz receberam o Prêmio Nobel de 1902; Em seu discurso de aceitação, Zeeman explicou seu aparato e mostrou slides das imagens espectrográficas.

Historicamente, um distingue entre o normal e um efeito de zeeman anomaloso (descoberto por Thomas Preston em Dublin, Irlanda). O efeito anômalo aparece nas transições em que a rotação líquida dos elétrons é diferente de zero. Foi chamado " anômalo " Porque a rotação de elétrons ainda não havia sido descoberta e, portanto, não havia uma boa explicação para isso no momento em que Zeeman observou o efeito. Wolfgang Pauli lembrou que, quando perguntado por um colega sobre por que ele parecia infeliz, ele respondeu: "Como alguém pode parecer feliz quando está pensando no efeito anômalo de Zeeman? "

Em maior força do campo magnético, o efeito deixa de ser linear. Em forças de campo ainda mais altas, comparáveis à força do campo interno do átomo, o acoplamento de elétrons é perturbado e a reorganização das linhas espectrais. Isso é chamado de efeito Paschen -Back.

Na literatura científica moderna, esses termos raramente são usados, com uma tendência a usar apenas o efeito Zeeman " Outro termo obscuro raramente usado é o efeito de Zeeman inverso , referindo -se ao efeito Zeeman em uma linha espectral de absorção.

Um efeito semelhante, dividindo os níveis de energia nuclear na presença de um campo magnético, é referido como o efeito nuclear de Zeeman .

O hamiltoniano total de um átomo em um campo magnético é

$Não. H=H_{0}+V_{\rm {M}},\ }$

Onde? $Não. H_{0}}$ é o Hamiltoniano não perturbado do átomo, e $Não. V.S. (M)$ é a perturbação devido ao campo magnético:

$Não. V.S. {M}}=-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}}}$

Onde? $- Sim.$ é o momento magnético do átomo. O momento magnético consiste nas partes eletrônicas e nucleares; no entanto, este último é muitas ordens de magnitude menor e será negligenciado aqui. Portanto,

${\displaystyle {\vec {\mu }}\approx - Sim. {B}}g{\vec {J}}}{\hbar }}}$

Onde? ${\displaystyle \mu _{\rm (B)$ é o íman Bohr, $(J}}}$ é o impulso angular eletrônico total, e $Não.$ é o Landé g-factor. Uma abordagem mais precisa é ter em conta que o operador do momento magnético de um elétron é uma soma das contribuições do momentum angular orbital ${\displaystyle {\vec {L}}}$ e o impulso angular da rotação $(S}}}$, com cada multiplicado pela razão giromagnética apropriada:

$O que é isso? }}=-{\frac {\mu _{\rm {B}} (g_{l}{\vec {L}}+g_{s}{\vec {S}}}$

Onde? $Não. - Sim.$ e $Não. g_{s}\approx 2.0023193}$ (o último é chamado de relação giromagnética anômala; o desvio do valor de 2 é devido aos efeitos da eletrodinâmica quântica). No caso do acoplamento LS, pode-se resumir todos os elétrons no átomo:

${\displaystyle g{\vec {J}}=\left\langle \sum _{i}(g_{l}{\vec {l_{i}}}+g_{s}{\vec {s_{i}}}\right\rangle =\left\langle (g_{l}{\vec {L}}+g_{s}{\vec (S}})\right\rangle}$

Onde? ${\displaystyle {\vec {L}}}$ e $(S}}}$ são o impulso de rotação total e rotação do átomo, e a média é feita sobre um estado com um determinado valor do impulso angular total.

Se o termo de interação $Não. V_{M}}$ é pequeno (menos da estrutura fina), pode ser tratado como uma perturbação; este é o efeito Zeeman apropriado. No efeito Paschen-Back, descrito abaixo, $Não. V_{M}}$ excede o acoplamento LS significativamente (mas ainda é pequeno em comparação com $Não. H_{0}}$). Em campos magnéticos ultra-forte, a interação campo magnético pode exceder $Não. H_{0}}$, em que caso o átomo não pode mais existir em seu significado normal, e um fala sobre níveis de Landau em vez disso. Há casos intermédios mais complexos do que estes casos limite.

Se a interação spin-orbit domina o efeito do campo magnético externo, ${\displaystyle {\vec {L}}}$ e $(S}}}$ não são conservados separadamente, apenas o impulso angular total ${\displaystyle {\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec (S)$ É. Os vetores de dinâmica angular rotativa e orbital podem ser considerados como pré-cessando sobre o vetor de impulso angular total (fixado) $(J}}}$. O vetor giratório (tempo-) "averaged" é então a projeção do giro na direção do $(J}}}$:

${\displaystyle {\vec {S}}_{\rm {avg}}={\frac {({\vec {S}}\cdot {\vec {J}}}{J^{2}}}{\vec (J)$

e para o (tempo-) " média " vetor orbital:

${\displaystyle {\vec {L}}_{\rm {avg}}={\frac {({\vec {L}}\cdot {\vec {J}}}{J^{2}}}{\vec Não.$

Assim,

${\displaystyle \langle V_{\rm {M}}\rangle ={\frac {\mu _{\rm {B}}}{\hbar }}{\vec {J}}\left(g_{L}{\frac {{\vec {L}}\cdot {J}}}{J^{2}}}+g_{S}{\frac (em inglês) {J}}}{J^{2}}}\right)\cdot {\vec {B}}}$

Usando ${\displaystyle {\vec {L}}={\vec} {J}}-{\vec (S)$ e squaring ambos os lados, nós temos

${\displaystyle {\vec {S}}\cdot {\vec {J}}={\frac {1}{2}}(J^{2}+S^{2}-L^{2})={\frac {\hbar ^{2}}{2}}[j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)],}$

e: usando ${\displaystyle {\vec {S}}={\vec} {J}}-{\vec (L)$ e squaring ambos os lados, nós temos

${\displaystyle {\vec {L}}\cdot {\vec {J}}={\frac {1}{2}}(J^{2}-S^{2}+L^{2})={\frac {\hbar ^{2}}{2}}[j(j+1)+l(l+1)-s(s+1)].}$

Combinando tudo e tomando $Não. J_{z}=\hbar m_{j}}$, obtemos a energia potencial magnética do átomo no campo magnético externo aplicado,

$Não é verdade. {M}}&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}\left[g_{L}{\frac {j(j+1)+l(l+1)-s(s+1)}{2j(j)}}+g_{S}{\frac {j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)}{2j(j+1)}}\right]\&=\mu _{\rm {B}}B_{m} {B}}Bm_{j}g_{j}\end{aligned}}}$

onde a quantidade em suportes quadrados é o Landé g-factor g_JJ do átomo ($Não. G_{L}=1$ e $Não. g_{S}\approx 2$) e $Não. m_{j}}$ é o componente z do impulso angular total. Para um único elétron acima de conchas preenchidas $- Sim.$ e $- Sim.$, o Landé g-factor pode ser simplificado em:

$Não. g_{j}=1\pm {\frac {g_{S}-1}{2l+1}}}$

Tomar $Não. V_{m}}$ para ser a perturbação, a correção de Zeeman para a energia é

$Não é verdade. {Z}}^{(1)}=\langle nljm_{j}|H_{\rm {Z}}^{'}|nljm_{j}\rangle =\langle V_{M}\rangle _{\Psi }=\mu _{\rm {B}}g_{J}B_{\rm {ext}}m_{j}\end{aligned}}}$

A transição Lyman-alpha em hidrogênio na presença da interação spin-orbit envolve as transições

$Não. 2P_{1/2}\to 1S_{1/2}}$ e $Não. 2P_{3/2}\to 1S_{1/2}.}$

Na presença de um campo magnético externo, o efeito Zeeman de campo fraco divide o 1S_1/2-2001 e 2P_1/2-2001 níveis em 2 estados cada ($Não. m_{j}=1/2,-1/2}$) e 2P_3/2 nível em 4 estados ($Não. m_{j}=3/2,1/2,-1/2,-3/2}$). Os fatores G do Landé para os três níveis são:

$Não. G_{J}=2$ para $Não. 1S_{1/2}}$ (j=1/2, l=0)

$Não. G_{J}=2/3}$ para $Não. 2P_{1/2}}$ (j=1/2, l=1)

$Não. G_{J}=4/3$ para $Não. 2P_{3/2}}$ (j=3/2, l=1).

Observe, em particular, que o tamanho da divisão de energia é diferente para os diferentes orbitais, porque os valores de G _J são diferentes. À esquerda, a divisão de estrutura fina é retratada. Essa divisão ocorre mesmo na ausência de um campo magnético, pois é devido ao acoplamento de spin -órbita. Retratado à direita está a divisão de Zeeman adicional, que ocorre na presença de campos magnéticos.

Transições de Lyman-alfa dipolados no regime de campo fraco

Estado inicial ($Não.$) ${\displaystyle \mid j,m_{j}\rangle }$	Estado final ($Não.$) ${\displaystyle \mid j,m_{j}\rangle }$	A perturbação da energia
${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \mp {2}{3}}\mu _{\rm {B}}B}$
${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\mp {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \pm {\frac {4}{3}}\mu _{\rm {B}}B}$
${\displaystyle \left|{\frac {3}{2}},\pm {\frac {3}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \pm \mu _{\rm {B}}B}$
${\displaystyle \left|{\frac {3}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \mp {\frac {1}{3}}\mu _{\rm {B}}B}$
${\displaystyle \left|{\frac {3}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}},\mp {\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle \pm {\frac {5}{3}}\mu _{\rm {B}}B}$

O efeito Paschen-Back é a divisão dos níveis de energia atômica na presença de um campo magnético forte. Isso ocorre quando um campo magnético externo é suficientemente forte para perturbar o acoplamento entre orbital (${\displaystyle {\vec {L}}}$) e girar ($(S}}}$) momenta angular. Este efeito é o limite de campo forte do efeito Zeeman. Quando $- Sim.$Os dois efeitos são equivalentes. O efeito foi nomeado após os físicos alemães Friedrich Paschen e Ernst E. A. Back.

Quando a perturbação do campo magnético excede significativamente a interação spin-orbit, pode-se assumir com segurança $Não. [H_{0},S]$. Isso permite valores de expectativa ${\displaystyle L_{z}}$ e $Não. S_{z}}$ para ser facilmente avaliado para um estado $|\psi \rangle }$. As energias são simplesmente

$Não. E_{z}=\left\langle \psi \left| H_{0}+{\frac {B_{z}\mu Não. Não. }}(L_{z}+g_{s}S_{z})\right|\psi \right\rangle =E_{0}+B_{z}\mu _{\rm {B}}(m_{l}+g_{s}m_{s}).}$

O acima pode ser lido como implicando que o LS-coupling é completamente quebrado pelo campo externo. Contudo ${\displaystyle m_{l}}$ e $Não. m_{s}}$ ainda são "bons" números quânticos. Juntamente com as regras de seleção para uma transição de dipolo elétrico, ou seja, ${\displaystyle \Delta s=0,\Delta m_{s}=0,\Delta l=\pm 1,\Delta m_{l}=0,\pm 1$ Isso permite ignorar completamente o grau de liberdade de rotação. Como resultado, apenas três linhas espectrais serão visíveis, correspondendo à $Não. \Delta m_{l}=0,\pm 1$ regra de seleção. A separação $Não. \Delta E=B\mu _{\rm {B}}\Delta m_{l}}$ é independente das energias não perturbadas e configurações eletrônicas dos níveis que estão sendo considerados.

Mais precisamente, se $- Sim. 0$, cada um desses três componentes é, na verdade, um grupo de várias transições devido ao acoplamento residual de spin-órbito e correções relativistas (que são da mesma ordem, conhecida como "estrutura fina"). A teoria de perturbação de primeira ordem com essas correções produz a seguinte fórmula para o átomo de hidrogênio no limite Paschen-Back:

$Não. E_{z+fs}=E_{z}+{\frac {m_{e}c^{2}\alpha ^{4}}{2n^{3}}}\left\{{\frac {3}{4n}}-\left[{\frac {l(l+1)-m_{l}m_{s}}{l(l+1/2)(l+1)}}\right]\right\}.}$

Neste exemplo, as correções de estrutura fina são ignoradas.

Transições de Lyman-alfa dipolados no regime de campo forte

Estado inicial ($Não.$) ${\displaystyle \mid m_{l},m_{s}\rangle }$	A perturbação da energia inicial	Estado final ($Não.$) ${\displaystyle \mid m_{l},m_{s}\rangle }$	Perturbação de energia final
${\displaystyle \left|1,{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	${\displaystyle +2\mu _{\rm {B}}B_{z}}$	${\displaystyle \left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. +\mu _{\rm {B}}B_{z}}$
${\displaystyle \left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. +\mu _{\rm {B}}B_{z}}$	${\displaystyle \left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. +\mu _{\rm {B}}B_{z}}$
${\displaystyle \left|1,-{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. 0$	${\displaystyle \left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. - Sim. {B}}B_{z}}$
${\displaystyle \left|-1,{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. 0$	${\displaystyle \left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. +\mu _{\rm {B}}B_{z}}$
${\displaystyle \left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. - Sim. {B}}B_{z}}$	${\displaystyle \left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. - Sim. {B}}B_{z}}$
${\displaystyle \left|-1,-{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. -2\mu _{\rm {B}}B_{z}}$	${\displaystyle \left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle }$	$Não. - Sim. {B}}B_{z}}$

Na aproximação do dipolo magnético, o hamiltoniano que inclui as interações hiperfina e zeeman é

$Não. Hã? {I}}\cdot {\vec {J}}-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}}}$

$Não. Hã? {I}}\cdot {\vec {J}}+(\mu) _{\rm {B}}g_{J}{\vec {J}}+\mu _{\rm {N}}g_{I}{\vec {I}})\cdot {\vec {\rm {B}}}}}}$

Onde? $Não. A.$ é a divisão hiperfina (em Hz) em campo magnético aplicado zero, ${\displaystyle \mu _{\rm (B)$ e ${\displaystyle \mu _{\rm Não.$ são o íman Bohr e ímã nuclear respectivamente, $(J}}}$ e ${\displaystyle {\vec {I}}}$ são os elétrons e os operadores de momentum angular nuclear e $Não. g_{J}}$ é o Landé g-factor: $$Não. g_{J}=g_{L}{\frac {J(J+1)+L(L+1)-S(S+1)}{2J(J+1)}}+g_{S}{\frac {J(J+1)-L(L+1)+S(S+1)}{2J(J+1)}}.}$$

No caso de campos magnéticos fracos, a interação Zeeman pode ser tratada como uma perturbação para o $|F,m_{f}\rangle }$ base. No alto regime de campo, o campo magnético torna-se tão forte que o efeito Zeeman dominará, e deve-se usar uma base mais completa de ${\displaystyle |I,J,m_{I},m_{J}\rangle }$ ou apenas $Não. |m_{I},m_{J}\rangle }$ desde então $Não. Eu...$ e $- Sim.$ será constante dentro de um determinado nível.

Para obter a imagem completa, incluindo forças de campo intermediárias, devemos considerar os eigenstates que são superposições dos $|F,m_{F}\rangle }$ e $Não. |m_{I},m_{J}\rangle }$ estados de base. Para $- Sim.$, o Hamiltoniano pode ser resolvido de forma analítica, resultando no Fórmula de Breit-Rabi. Notavelmente, a interação quadrupole elétrica é zero para $- Sim.$ ($- Sim.$), então esta fórmula é bastante precisa.

Agora utilizamos operadores de escada mecânica quântica, que são definidos para um operador de momentum angular geral $Não. L.$ como

${\displaystyle L_{\pm }\equiv L_{x}\pm iL_{y}}$

Esses operadores de escada têm a propriedade

$- Sim. }|L_{,}m_{L}\rangle ={\sqrt {(L\mp m_{L})(L\pm m_{L}+1)}}|L,m_{L}\pm 1\rangle }$

enquanto $Não. m_{L}}$ encontra-se no intervalo $Não. {-L,\dots...,L}}$ (caso contrário, eles retornam zero). Usando operadores de escada $Não. J_{\pm )$ e ${\displaystyle I_{\pm }}$ Podemos reescrever o Hamiltoniano como

$Não. H=AIh_{z}J_{z}+{\frac {hA}{2}}(J_{+}I_{-}+J_{-}I_{+})+\mu Não. {B}}Bg_{J}J_{z}+\mu _{\rm {N}}Bg_{I}I_{z}}$

Agora podemos ver que em todos os momentos, a projeção de impulso angular total $Não. m_{F}=m_{J}+m_{I}}$ será conservado. Isso é porque ambos $Não. J_{z}}$ e $- Sim.$ estados de licença com definido $Não. m_{J}}$ e $Não. m_{I}}$ inalterado, enquanto $Não. J_{+}I_{-}}$ e $Não. J_{-}I_{+}}$ ou aumentar $Não. m_{J}}$ e diminuição $Não. m_{I}}$ ou vice-versa, então a soma é sempre não afetada. Além disso, desde $- Sim.$ há apenas dois valores possíveis $Não. m_{J}}$ que são $- Sim.$. Portanto, para cada valor de $Não. m_{F}}$ há apenas dois estados possíveis, e podemos defini-los como base:

${\displaystyle |\pm \rangle \equiv |m_{J}=\pm 1/2,m_{I}=m_{F}\mp 1/2\rangle }$

Este par de estados é um sistema mecânico quântico de dois níveis. Agora podemos determinar os elementos da matriz do Hamiltoniano:

${\displaystyle \langle \pm |H|\pm \rangle =-{\frac {1}{4}}hA+\mu _{\rm {N}}Bg_{I}m_{F}\pm {\frac {1}{2}}(hAm_{F}+\mu _{\rm {B}}Bg_{J}-\mu _{\rm {N}}Bg_{I})}$

${\displaystyle \langle \pm |H|\mp \rangle ={\frac {1}{2}}hA{\sqrt {(I+1/2)^{2}-m_{F}^{2}}}}$

Resolvendo os valores próprios desta matriz-como pode ser feito manualmente (consulte o sistema mecânico quântico de dois níveis) ou, mais facilmente, com um sistema de álgebra de computador-chegamos aos turnos de energia:

$Não. \Delta E_{F=I\pm 1/2}=-{\frac {h\Delta W}{2(2I+1}}+\mu _{\rm {N}}g_{I}m_{F}B\pm {\frac {h\Delta} W}{2}}{\sqrt {1+{\frac {2m_{F}x}{I+1/2}}+x^{2}}}}$

${\displaystyle x\equiv {\displaystyle X} {B(\mu _{\rm {B}}g_{J}-\mu _{\rm {N}}g_{I}]}{h\ Delta W}}\quad \quad \Delta W=A\left(I+{\frac {1}{2}}\right)}$

Onde? $Não. Delta W.$ é a separação (em unidades de Hz) entre dois subníveis hiperfinos na ausência de campo magnético $Não.$, $Não.$ é referido como o "parâmetro de força de campo" (Nota: para $Não. m_{F}=\pm (I+1/2)}$ a expressão sob a raiz quadrada é um quadrado exato, e assim o último termo deve ser substituído por ${\displaystyle +{\frac {h\Delta W}{2}}(1\pm x)}$). Esta equação é conhecida como Fórmula de Breit-Rabi e é útil para sistemas com um elétron de valência em um $- Sim.$ ($- Sim.$) nível.

Note que índice $Não.$ em $Não. \Delta E_{F=I\pm 1/2}}$ deve ser considerado não como impulso angular total do átomo, mas como impulso angular total assintomático. É igual ao impulso angular total somente se $- Sim.$outros eigenvectores correspondentes diferentes eigenvalues do Hamiltonian são as superposições de estados com diferentes $Não.$ mas igual $Não. m_{F}}$ (as únicas excepções são ${\displaystyle |F=I+1/2,m_{F}=\pm F\rangle$).

George Ellery Hale foi o primeiro a notar o efeito Zeeman nos espectros solares, indicando a existência de fortes campos magnéticos em manchas solares. Tais campos podem ser bastante altos, da ordem de 0,1 tesla ou superior. Hoje, o efeito Zeeman é usado para produzir magnetogramas mostrando a variação do campo magnético no sol.

O efeito Zeeman é utilizado em muitas aplicações de resfriamento a laser, como uma armadilha magneto-óptica e o Zeeman mais lento.

acoplamento mediado por energia zeeman de movimentos de rotação e orbital é usado em spoltronics para controlar os giros de elétrons em pontos quânticos através da ressonância de spin dipolo elétrico.

Padrões de frequência antigos de alta precisão, isto é, relógios atômicos baseados em transição da estrutura hiperfina, podem exigir ajuste fino periódico devido à exposição a campos magnéticos. Isso é realizado medindo o efeito de Zeeman nos níveis específicos de transição da estrutura hiperfina do elemento de origem (césio) e aplicando um campo magnético uniformemente preciso e de baixa resistência à referida fonte, em um processo conhecido como degaussing.

O efeito Zeeman também pode ser utilizado para melhorar a precisão na espectroscopia de absorção atômica.

Uma teoria sobre o senso magnético dos pássaros assume que uma proteína na retina é alterada devido ao efeito Zeeman.

O efeito de Zeeman nuclear é importante em aplicações como espectroscopia de ressonância magnética nuclear, ressonância magnética (RM) e espectroscopia de Mössbauer.

A espectroscopia de ressonância de rotação eletrônica é baseada no efeito Zeeman.

O efeito de Zeeman pode ser demonstrado colocando uma fonte de vapor de sódio em um poderoso eletromagnet e visualizando uma lâmpada de vapor de sódio através da abertura do ímã (ver diagrama). Com o ímã desligado, a fonte de vapor de sódio bloqueará a luz da lâmpada; Quando o ímã é girado na luz da lâmpada será visível através do vapor.

O vapor de sódio pode ser criado selando metal de sódio em um tubo de vidro evacuado e aquecendo -o enquanto o tubo está no ímã.

Como alternativa, o sal (cloreto de sódio) em um bastão de cerâmica pode ser colocado na chama do queimador de Bunsen como fonte de vapor de sódio. Quando o campo magnético é energizado, a imagem da lâmpada será mais brilhante. No entanto, o campo magnético também afeta a chama, fazendo com que a observação dependa de mais do que apenas o efeito Zeeman. Essas questões também afetaram o trabalho original de Zeeman; Ele dedicou um esforço considerável para garantir que suas observações fossem realmente um efeito do magnetismo na emissão de luz.

Quando o sal é adicionado ao queimador de Bunsen, ele se dissocia para dar sódio e cloreto. Os átomos de sódio ficam excitados devido a fótons da lâmpada de vapor de sódio, com elétrons excitados de 3s a 3p estados, absorvendo luz no processo. A lâmpada de vapor de sódio emite luz a 589nm, que tem precisamente a energia para excitar um elétron de um átomo de sódio. Se fosse um átomo de outro elemento, como o cloro, a sombra não será formada. Quando um campo magnético é aplicado, devido ao efeito Zeeman, a linha espectral de sódio é dividida em vários componentes. Isso significa que a diferença de energia entre os orbitais atômicos 3s e 3p mudará. Como a lâmpada de vapor de sódio não fornece mais a frequência certa, a luz não é absorvida e passa, resultando no escurecimento da sombra. À medida que a força do campo magnético aumenta, a mudança nas linhas espectrais aumenta e a luz da lâmpada é transmitida.

• Magneto-ótico Efeito de Kerr
• Efeito de Voigt
• Efeito faraday
• Efeito de algodão-muton
• Espectroscopia de polarização
• Dimmer de luz quântica
• Energia de Zeeman
• Efeito Stark
• turno do cordeiro

• Condon, E. U.; G. H. Shortley (1935). A teoria do espectro atômico. Cambridge University Press. ISBN 0-521-09209-4. (O Capítulo 16 fornece um tratamento abrangente, a partir de 1935.)
• Zeeman, P. (1896). «Over de invloed eener magnetisatie op den aard van het door een stof uitgezonden licht» (em inglês) [Sobre a influência do magnetismo na natureza da luz emitida por uma substância]. Verslagen van de Gewone Vergaderingen der Wis- en Natuurkundige Afdeeling (Koninklijk Akademie van Wetenschappen te Amsterdam) [Relatórios das Sessões Ordinárias da Secção Matemática e Física (Academia Real de Ciências em Amesterdão)] (em neerlandês). 5: 181–184 e 242–248. Bibcode:1896VMKAN...5.181Z.
• Zeeman, P. (1897). «Sobre a influência do magnetismo na natureza da luz emitida por uma substância». Revista Filosófica5.a série. 43 (262): 226-239. doi:10.1080/14786449708620985.
• Zeeman, P. (11 de fevereiro de 1897). «O efeito da magnetização na natureza da luz emitida por uma substância». Natureza. 55 (1424): 347. Bibcode:1897Natur..55.347Z. doi:10.1038/055347a0.
• Zeeman, P. (1897). "Mais dobrotten en tripletten in het espectro, teweeggebracht door uitwendige magnetische krachten" [Nos pontos duplos e trigêmeos no espectro, causados por forças magnéticas externas]. Verslagen van de Gewone Vergaderingen der Wis- en Natuurkundige Afdeeling (Koninklijk Akademie van Wetenschappen te Amsterdam) [Relatórios das Sessões Ordinárias da Secção Matemática e Física (Academia Real de Ciências em Amesterdão)] (em neerlandês). 6: 13–18, 99–102 e 260–262.
• Zeeman, P. (1897). «Doublets and triplets in the espectro produzido por forças magnéticas externas». Revista Filosófica5.a série. 44 (266): 55–60. doi:10.1080/14786449708621028.

• Feynman, Richard; Leighton, Robert B.; Sands, Matthew (1989). As Palestras Feynman sobre Física. Vol. 3. Addison-Wesley. ISBN 0-201-02115-3.
• Forman, Paul (1970). «Alfred Landé and the anomalous Zeeman Effect, 1919-1921» (em inglês). Estudos Históricos em Ciências Físicas. 2: 153–261. doi:10.2307/27757307. JSTOR 27757307.
• Griffiths, David J. (2004). Introdução à Mecânica Quântica (2a ed.). Prentice Hall. ISBN 0-13-805326-X.
• Liboff, Richard L. (2002). Mecânica de Quântica Introdutória (4a ed.). Addison-Wesley. ISBN 0-8053-8714-5. OCLC 50475492.
• Sobelman, Igor I. (2006). Teoria do espectro atômico. Alpha Science. ISBN 1-84265-203-6. OCLC 71825022.
• Foot, C.J. (2005). Física Atômica. OUP Oxford. ISBN 0-19-850696-1. OCLC 57478010.

• Zeeman efeito-Controle luz com campos magnéticos