Efecto Zeeman

División de líneas espectrales en el campo magnético

Líneas espectrales de una lámpara de vapor de mercurio a una longitud de onda de 546,1 nm que muestran un efecto Zeeman anómalo. (A) Sin campo magnético. (B) Con campo magnético, las líneas espectrales se dividen como un efecto Zeeman transversal. (C) Con campo magnético, se dividen como un efecto Zeeman longitudinal. Las líneas espectrales se obtuvieron utilizando un interferómetro Fabry-Pérot .

Desdoblamiento Zeeman del nivel 5s de ⁸⁷ Rb , que incluye desdoblamiento de estructura fina e hiperfina. Aquí F  =  J  +  I , donde I es el espín nuclear (para ⁸⁷ Rb, I  =  3 ⁄ 2 ).

Esta animación muestra lo que sucede cuando se forma una mancha solar (o una mancha estelar) y el campo magnético aumenta en intensidad. La luz que emerge de la mancha comienza a demostrar el efecto Zeeman. Las líneas espectrales oscuras en el espectro de la luz emitida se dividen en tres componentes y la intensidad de la polarización circular en partes del espectro aumenta significativamente. Este efecto de polarización es una poderosa herramienta para que los astrónomos detecten y midan los campos magnéticos estelares.

El efecto Zeeman ( / ˈz eɪ m ən / ; pronunciación holandesa: [ˈzeːmɑn] ) es el efecto de división de una línea espectral en varios componentes en presencia de un campo magnético estático . Recibe su nombre del físico holandés Pieter Zeeman , quien lo descubrió en 1896 y recibió un premio Nobel por este descubrimiento. Es análogo al efecto Stark , la división de una línea espectral en varios componentes en presencia de un campo eléctrico . También similar al efecto Stark, las transiciones entre diferentes componentes tienen, en general, diferentes intensidades, y algunas están completamente prohibidas (en la aproximación dipolar ), según lo rigen las reglas de selección .

Dado que la distancia entre los subniveles Zeeman es una función de la intensidad del campo magnético, este efecto se puede utilizar para medir la intensidad del campo magnético, por ejemplo, el del Sol y otras estrellas o en plasmas de laboratorio .

Descubrimiento

En 1896, Zeeman se enteró de que su laboratorio tenía una de las rejillas de Rowland de mayor resolución de Henry Augustus Rowland , un espejo espectrográfico de imágenes. Zeeman había leído el artículo de James Clerk Maxwell en la Encyclopædia Britannica que describía los intentos fallidos de Michael Faraday de influir en la luz con magnetismo. Zeeman se preguntó si las nuevas técnicas espectrográficas podrían tener éxito donde los primeros esfuerzos no lo habían logrado. ^{[1] : 75}

Cuando se ilumina con una fuente en forma de rendija, la rejilla produce una gran cantidad de imágenes correspondientes a diferentes longitudes de onda. Zeeman colocó un trozo de amianto empapado en agua salada en la llama de un mechero Bunsen en la fuente de la rejilla: pudo ver fácilmente dos líneas de emisión de luz de sodio. Al activar un imán de 10 kilogauss alrededor de la llama, observó un ligero ensanchamiento de las imágenes de sodio. ^{[1] : 76}

Cuando Zeeman cambió al cadmio en la fuente, observó que las imágenes se dividían cuando se energizaba el imán. Estas divisiones se podían analizar con la entonces nueva teoría del electrón de Hendrik Lorentz . En retrospectiva, ahora sabemos que los efectos magnéticos sobre el sodio requieren un tratamiento mecánico cuántico. ^{[1] : 77} Zeeman y Lorentz recibieron el premio Nobel de 1902; en su discurso de aceptación, Zeeman explicó su aparato y mostró diapositivas de las imágenes espectrográficas. ^[2]

Nomenclatura

Históricamente, se distingue entre el efecto Zeeman normal y el anómalo (descubierto por Thomas Preston en Dublín, Irlanda ^[3] ). El efecto anómalo aparece en transiciones donde el espín neto de los electrones no es cero. Se lo llamó "anómalo" porque el espín del electrón aún no se había descubierto, por lo que no había una buena explicación para él en el momento en que Zeeman observó el efecto. Wolfgang Pauli recordó que cuando un colega le preguntó por qué parecía infeliz, respondió: "¿Cómo puede uno parecer feliz cuando está pensando en el efecto anómalo Zeeman?" ^[4]

A mayor intensidad del campo magnético, el efecto deja de ser lineal. A intensidades de campo aún mayores, comparables a la intensidad del campo interno del átomo, el acoplamiento de los electrones se altera y las líneas espectrales se reorganizan. Esto se denomina efecto Paschen-Back.

En la literatura científica moderna, estos términos se utilizan raramente y se tiende a utilizar simplemente el "efecto Zeeman". Otro término poco utilizado y poco conocido es el de efecto Zeeman inverso ^[5] , que hace referencia al efecto Zeeman en una línea espectral de absorción.

Un efecto similar, la división de los niveles de energía nuclear en presencia de un campo magnético, se conoce como efecto Zeeman nuclear . ^[6]

Presentación teórica

El hamiltoniano total de un átomo en un campo magnético es

${\displaystyle H=H_{0}+V_{\rm {M}},\ }$

donde es el hamiltoniano no perturbado del átomo, y es la perturbación debida al campo magnético: ${\displaystyle H_{0}}$ ${\displaystyle V_{\rm {M}}}$

${\displaystyle V_{\rm {M}}=-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}},}$

donde es el momento magnético del átomo. El momento magnético consta de las partes electrónica y nuclear; sin embargo, esta última es muchos órdenes de magnitud menor y se descuidará aquí. Por lo tanto, ${\displaystyle {\vec {\mu }}}$

${\displaystyle {\vec {\mu }}\approx -{\frac {\mu _{\rm {B}}g{\vec {J}}}{\hbar }},}$

donde es el magnetón de Bohr , es el momento angular electrónico total y es el factor g de Landé . Un enfoque más preciso es tener en cuenta que el operador del momento magnético de un electrón es una suma de las contribuciones del momento angular orbital y el momento angular de espín , cada uno multiplicado por la relación giromagnética adecuada : ${\displaystyle \mu _{\rm {B}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$ ${\displaystyle g}$ ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$

${\displaystyle {\vec {\mu }}=-{\frac {\mu _{\rm {B}}(g_{l}{\vec {L}}+g_{s}{\vec {S}})}{\hbar }},}$

donde y (este último se denomina relación giromagnética anómala ; la desviación del valor con respecto a 2 se debe a los efectos de la electrodinámica cuántica ). En el caso del acoplamiento LS , se puede sumar sobre todos los electrones del átomo: ${\displaystyle g_{l}=1}$ ${\displaystyle g_{s}\approx 2.0023193}$

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

donde y son el momento de espín total y el espín del átomo, y el promedio se realiza sobre un estado con un valor dado del momento angular total. ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$

Si el término de interacción es pequeño (menor que la estructura fina ), puede tratarse como una perturbación; este es el efecto Zeeman propiamente dicho. En el efecto Paschen–Back, descrito a continuación, supera significativamente el acoplamiento LS (pero sigue siendo pequeño en comparación con ). En campos magnéticos ultrafuertes, la interacción del campo magnético puede superar , en cuyo caso el átomo ya no puede existir en su significado normal y, en su lugar, se habla de niveles de Landau . Hay casos intermedios que son más complejos que estos casos límite. ${\displaystyle V_{M}}$ ${\displaystyle V_{M}}$ ${\displaystyle H_{0}}$ ${\displaystyle H_{0}}$

Campo débil (efecto Zeeman)

Si la interacción espín-órbita domina sobre el efecto del campo magnético externo y no se conservan por separado, solo se conserva el momento angular total. Se puede pensar que los vectores de momento angular espín y orbital precesan alrededor del vector de momento angular total (fijo) . El vector de espín "promediado" (en el tiempo) es entonces la proyección del espín sobre la dirección de : ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec {S}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$

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

y para el vector orbital "promediado" (en el tiempo):

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

De este modo,

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

Usando y elevando al cuadrado ambos lados, obtenemos ${\displaystyle {\vec {L}}={\vec {J}}-{\vec {S}}}$

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

y: usando y elevando al cuadrado ambos lados, obtenemos ${\displaystyle {\vec {S}}={\vec {J}}-{\vec {L}}}$

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

Combinando todo y tomando , obtenemos la energía potencial magnética del átomo en el campo magnético externo aplicado, ${\displaystyle J_{z}=\hbar m_{j}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}V_{\rm {M}}&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}\left[g_{L}{\frac {j(j+1)+l(l+1)-s(s+1)}{2j(j+1)}}+g_{S}{\frac {j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)}{2j(j+1)}}\right]\\&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}\left[1+(g_{S}-1){\frac {j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)}{2j(j+1)}}\right],\\&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}g_{j}\end{aligned}}}$

donde la cantidad entre corchetes es el factor g de Landé g _J del átomo ( y ) y es el componente z del momento angular total. Para un solo electrón por encima de las capas llenas y , el factor g de Landé se puede simplificar en: ${\displaystyle g_{L}=1}$ ${\displaystyle g_{S}\approx 2}$ ${\displaystyle m_{j}}$ ${\displaystyle s=1/2}$ ${\displaystyle j=l\pm s}$

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

Tomando como perturbación la corrección Zeeman a la energía es ${\displaystyle V_{m}}$

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

Ejemplo: Transición Lyman-alfa en hidrógeno

La transición Lyman-alfa en hidrógeno en presencia de la interacción espín-órbita implica las transiciones

${\displaystyle 2P_{1/2}\to 1S_{1/2}}$y ${\displaystyle 2P_{3/2}\to 1S_{1/2}.}$

En presencia de un campo magnético externo, el efecto Zeeman de campo débil divide los niveles 1S _1/2 y 2P _1/2 en 2 estados cada uno ( ) y el nivel 2P _3/2 en 4 estados ( ). Los factores g de Landé para los tres niveles son: ${\displaystyle m_{j}=1/2,-1/2}$ ${\displaystyle m_{j}=3/2,1/2,-1/2,-3/2}$

${\displaystyle g_{J}=2}$para (j=1/2, l=0) ${\displaystyle 1S_{1/2}}$

${\displaystyle g_{J}=2/3}$para (j=1/2, l=1) ${\displaystyle 2P_{1/2}}$

${\displaystyle g_{J}=4/3}$para (j=3/2, l=1). ${\displaystyle 2P_{3/2}}$

Obsérvese en particular que el tamaño de la división de energía es diferente para los diferentes orbitales, porque los valores de g _J son diferentes. A la izquierda, se representa la división de la estructura fina. Esta división se produce incluso en ausencia de un campo magnético, ya que se debe al acoplamiento espín-órbita. A la derecha se representa la división Zeeman adicional, que se produce en presencia de campos magnéticos.

Campo fuerte (efecto Paschen-Back)

El efecto Paschen-Back es la división de los niveles de energía atómica en presencia de un campo magnético intenso. Esto ocurre cuando un campo magnético externo es lo suficientemente fuerte como para interrumpir el acoplamiento entre los momentos angulares orbital ( ) y de espín ( ). Este efecto es el límite de campo intenso del efecto Zeeman. Cuando , los dos efectos son equivalentes. El efecto recibió su nombre en honor a los físicos alemanes Friedrich Paschen y Ernst EA Back . ^[7] ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$ ${\displaystyle s=0}$

Cuando la perturbación del campo magnético excede significativamente la interacción espín-órbita, se puede suponer con seguridad que . Esto permite que los valores esperados de y se evalúen fácilmente para un estado . Las energías son simplemente ${\displaystyle [H_{0},S]=0}$ ${\displaystyle L_{z}}$ ${\displaystyle S_{z}}$ ${\displaystyle |\psi \rangle }$

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

Lo anterior puede interpretarse como una implicación de que el acoplamiento LS se rompe completamente por el campo externo. Sin embargo y siguen siendo números cuánticos "buenos". Junto con las reglas de selección para una transición dipolar eléctrica , es decir, esto permite ignorar por completo el grado de libertad de espín. Como resultado, solo serán visibles tres líneas espectrales, correspondientes a la regla de selección. La división es independiente de las energías no perturbadas y las configuraciones electrónicas de los niveles que se están considerando. ${\displaystyle m_{l}}$ ${\displaystyle m_{s}}$ ${\displaystyle \Delta s=0,\Delta m_{s}=0,\Delta l=\pm 1,\Delta m_{l}=0,\pm 1}$ ${\displaystyle \Delta m_{l}=0,\pm 1}$ ${\displaystyle \Delta E=B\mu _{\rm {B}}\Delta m_{l}}$

Más precisamente, si , cada uno de estos tres componentes es en realidad un grupo de varias transiciones debidas al acoplamiento residual espín-órbita y a las correcciones relativistas (que son del mismo orden, conocidas como "estructura fina"). La teoría de perturbación de primer orden con estas correcciones produce la siguiente fórmula para el átomo de hidrógeno en el límite de Paschen-Back: ^[8] ${\displaystyle s\neq 0}$

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

Ejemplo: Transición Lyman-alfa en hidrógeno

En este ejemplo, se ignoran las correcciones de estructura fina.

Campo intermedio para j = 1/2

En la aproximación del dipolo magnético, el hamiltoniano que incluye las interacciones hiperfinas y Zeeman es

${\displaystyle H=hA{\vec {I}}\cdot {\vec {J}}-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}}}$

${\displaystyle H=hA{\vec {I}}\cdot {\vec {J}}+(\mu _{\rm {B}}g_{J}{\vec {J}}+\mu _{\rm {N}}g_{I}{\vec {I}})\cdot {\vec {\rm {B}}}}$

donde es la división hiperfina (en Hz) en un campo magnético aplicado cero, y son el magnetón de Bohr y el magnetón nuclear respectivamente, y son los operadores del momento angular nuclear y electrónico y es el factor g de Landé : ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle \mu _{\rm {B}}}$ ${\displaystyle \mu _{\rm {N}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$ ${\displaystyle {\vec {I}}}$ ${\displaystyle g_{J}}$ $${\displaystyle g_{J}=g_{L}{\frac {J(J+1)+L(L+1)-S(S+1)}{2J(J+1)}}+g_{S}{\frac {J(J+1)-L(L+1)+S(S+1)}{2J(J+1)}}.}$$

En el caso de campos magnéticos débiles, la interacción Zeeman puede considerarse como una perturbación de la base. En el régimen de campo alto, el campo magnético se vuelve tan fuerte que el efecto Zeeman dominará y se deberá utilizar una base más completa o simplemente porque y será constante dentro de un nivel determinado. ${\displaystyle |F,m_{f}\rangle }$ ${\displaystyle |I,J,m_{I},m_{J}\rangle }$ ${\displaystyle |m_{I},m_{J}\rangle }$ ${\displaystyle I}$ ${\displaystyle J}$

Para obtener el cuadro completo, incluidas las intensidades de campo intermedias, debemos considerar los estados propios que son superposiciones de los estados base y . Para , el hamiltoniano se puede resolver analíticamente, lo que da como resultado la fórmula de Breit-Rabi (nombrada en honor a Gregory Breit e Isidor Isaac Rabi ). En particular, la interacción del cuadrupolo eléctrico es cero para ( ), por lo que esta fórmula es bastante precisa. ${\displaystyle |F,m_{F}\rangle }$ ${\displaystyle |m_{I},m_{J}\rangle }$ ${\displaystyle J=1/2}$ ${\displaystyle L=0}$ ${\displaystyle J=1/2}$

Ahora utilizamos operadores de escalera mecánicos cuánticos , que se definen para un operador de momento angular general como ${\displaystyle L}$

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

Estos operadores de escalera tienen la propiedad

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

siempre que se encuentre dentro del rango (de lo contrario, devuelven cero). Usando operadores de escalera y Podemos reescribir el hamiltoniano como ${\displaystyle m_{L}}$ ${\displaystyle {-L,\dots ...,L}}$ ${\displaystyle J_{\pm }}$ ${\displaystyle I_{\pm }}$

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

Ahora podemos ver que en todo momento, la proyección del momento angular total se conservará. Esto se debe a que tanto y dejan estados con definidos y sin cambios, mientras que y aumentan y disminuyen o viceversa, por lo que la suma siempre se mantiene inalterada. Además, dado que solo hay dos valores posibles de los cuales son . Por lo tanto, para cada valor de solo hay dos estados posibles, y podemos definirlos como la base: ${\displaystyle m_{F}=m_{J}+m_{I}}$ ${\displaystyle J_{z}}$ ${\displaystyle I_{z}}$ ${\displaystyle m_{J}}$ ${\displaystyle m_{I}}$ ${\displaystyle J_{+}I_{-}}$ ${\displaystyle J_{-}I_{+}}$ ${\displaystyle m_{J}}$ ${\displaystyle m_{I}}$ ${\displaystyle J=1/2}$ ${\displaystyle m_{J}}$ ${\displaystyle \pm 1/2}$ ${\displaystyle m_{F}}$

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

Este par de estados es un sistema mecánico cuántico de dos niveles . Ahora podemos determinar los elementos de la matriz del hamiltoniano:

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

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

Resolviendo los valores propios de esta matriz –como se puede hacer a mano (ver sistema mecánico cuántico de dos niveles ), o más fácilmente, con un sistema de álgebra computacional– llegamos a los cambios de energía:

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

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

donde es la división (en unidades de Hz) entre dos subniveles hiperfinos en ausencia de campo magnético , se denomina 'parámetro de intensidad de campo' (Nota: para la expresión debajo de la raíz cuadrada es un cuadrado exacto, y por lo tanto el último término debe reemplazarse por ). Esta ecuación se conoce como la fórmula de Breit-Rabi y es útil para sistemas con un electrón de valencia en un nivel ( ). ^{[9] [10]} ${\displaystyle \Delta W}$ ${\displaystyle B}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle m_{F}=\pm (I+1/2)}$ ${\displaystyle +{\frac {h\Delta W}{2}}(1\pm x)}$ ${\displaystyle s}$ ${\displaystyle J=1/2}$

Obsérvese que el índice en no debe considerarse como el momento angular total del átomo, sino como el momento angular total asintótico . Es igual al momento angular total solo si, de lo contrario, los vectores propios correspondientes a los diferentes valores propios del hamiltoniano son las superposiciones de estados con valores propios diferentes pero iguales (las únicas excepciones son ). ${\displaystyle F}$ ${\displaystyle \Delta E_{F=I\pm 1/2}}$ ${\displaystyle B=0}$ ${\displaystyle F}$ ${\displaystyle m_{F}}$ ${\displaystyle |F=I+1/2,m_{F}=\pm F\rangle }$

Aplicaciones

Astrofísica

Efecto Zeeman sobre una línea espectral de manchas solares

George Ellery Hale fue el primero en observar el efecto Zeeman en los espectros solares, lo que indica la existencia de fuertes campos magnéticos en las manchas solares. Estos campos pueden ser bastante elevados, del orden de 0,1 tesla o más. Hoy en día, el efecto Zeeman se utiliza para producir magnetogramas que muestran la variación del campo magnético del Sol. ^{[ cita requerida ]}

Refrigeración por láser

El efecto Zeeman se utiliza en muchas aplicaciones de enfriamiento láser , como una trampa magneto-óptica y el láser Zeeman más lento . ^{[ cita requerida ]}

Espintrónica

El acoplamiento mediado por energía Zeeman de los movimientos de espín y orbitales se utiliza en espintrónica para controlar los espines de los electrones en puntos cuánticos a través de la resonancia de espín dipolar eléctrico . ^[11]

Metrología

Los antiguos patrones de frecuencia de alta precisión, es decir, los relojes atómicos basados ​​en transiciones de estructura hiperfina, pueden requerir un ajuste fino periódico debido a la exposición a campos magnéticos. Esto se lleva a cabo midiendo el efecto Zeeman en niveles específicos de transición de estructura hiperfina del elemento fuente (cesio) y aplicando un campo magnético de baja intensidad y precisión uniforme a dicha fuente, en un proceso conocido como desmagnetización . ^[12]

El efecto Zeeman también puede utilizarse para mejorar la precisión en la espectroscopia de absorción atómica . ^{[ cita requerida ]}

Biología

Una teoría sobre el sentido magnético de las aves supone que una proteína en la retina se modifica debido al efecto Zeeman. ^[13]

Espectroscopia nuclear

El efecto Zeeman nuclear es importante en aplicaciones como la espectroscopia de resonancia magnética nuclear , la resonancia magnética (IRM) y la espectroscopia Mössbauer . ^{[ cita requerida ]}

Otro

La espectroscopia de resonancia de espín electrónico se basa en el efecto Zeeman. ^{[ cita requerida ]}

Manifestaciones

Diagrama de una demostración del efecto Zeeman

El efecto Zeeman se puede demostrar colocando una fuente de vapor de sodio en un potente electroimán y observando una lámpara de vapor de sodio a través de la abertura del imán (ver diagrama). Con el imán apagado, la fuente de vapor de sodio bloqueará la luz de la lámpara; cuando el imán esté encendido, la luz de la lámpara será visible a través del vapor.

El vapor de sodio se puede crear sellando el sodio metálico en un tubo de vidrio evacuado y calentándolo mientras el tubo está en el imán. ^[14]

Como alternativa, se puede colocar sal ( cloruro de sodio ) en una barra de cerámica en la llama del mechero Bunsen como fuente de vapor de sodio. Cuando se activa el campo magnético, la imagen de la lámpara será más brillante. ^[15] Sin embargo, el campo magnético también afecta a la llama, lo que hace que la observación dependa de algo más que el efecto Zeeman. ^[14] Estos problemas también plagaron el trabajo original de Zeeman; dedicó un esfuerzo considerable para asegurarse de que sus observaciones fueran realmente un efecto del magnetismo en la emisión de luz. ^[16]

Cuando se añade sal al mechero Bunsen, se disocia para dar sodio y cloruro . Los átomos de sodio se excitan debido a los fotones de la lámpara de vapor de sodio, con electrones excitados de estados 3s a 3p, absorbiendo luz en el proceso. La lámpara de vapor de sodio emite luz a 589 nm, que tiene precisamente la energía para excitar un electrón de un átomo de sodio. Si fuera un átomo de otro elemento, como el cloro, no se formaría sombra. ^{[17] [ verificación fallida ]} Cuando se aplica un campo magnético, debido al efecto Zeeman, la línea espectral del sodio se divide en varios componentes. Esto significa que la diferencia de energía entre los orbitales atómicos 3s y 3p cambiará. Como la lámpara de vapor de sodio ya no proporciona con precisión la frecuencia correcta, la luz no se absorbe y pasa a través, lo que da como resultado la atenuación de la sombra. A medida que aumenta la intensidad del campo magnético, aumenta el desplazamiento de las líneas espectrales y se transmite la luz de la lámpara. ^{[ cita requerida ]}

Véase también

• Efecto magneto-óptico Kerr
• Efecto Voigt
• Efecto Faraday
• Efecto algodón-mouton
• Espectroscopia de polarización
• Regulador de luz cuántico
• Energía Zeeman
• Efecto marcado
• Turno de cordero

Referencias

1. Pais, Abraham (2002). Inward bound: de materia y fuerzas en el mundo físico (edición reimpresa). Oxford: Clarendon Press [ua] ISBN 978-0-19-851997-3.
2. Pieter, Zeeman (1902). «Pieter Zeeman Nobel Lecture». El premio Nobel . Archivado desde el original el 15 de noviembre de 2018. Consultado el 1 de marzo de 2024 .
3. Preston, Thomas (1898). "Fenómenos de radiación en un campo magnético fuerte". The Scientific Transactions of the Royal Dublin Society . 2.ª serie. 6 : 385–391.
4. "Los tiempos de Niels Bohr: en física, filosofía y política" por Abraham Pais, página 201
5. Jenkins, Francis; White, Harvey (3 de diciembre de 2001). Fundamentos de óptica (4.ª edición). McGraw-Hill Education. ISBN 978-0-07-256191-3.
6. Dunlap, Richard A. (1 de diciembre de 2023). «Interacciones hiperfinas: parte III: la interacción dipolar magnética y el efecto Zeeman nuclear». El efecto Mössbauer (segunda edición) . doi :10.1088/978-0-7503-6039-5ch7. ISBN: 978-0-7503-6039-5ch7 . 978-0-7503-6039-5. Recuperado el 4 de marzo de 2024 .
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14. La llama de una vela es repelida por imanes (y seguimiento de Zeeman) , recuperado el 27 de febrero de 2024
15. La llama de una vela es repelida por imanes (y seguimiento de Zeeman) , recuperado el 27 de febrero de 2024
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Histórico

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Moderno

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Enlaces externos

• Efecto Zeeman - Control de la luz con campos magnéticos